STUDY ON HYPERSONIC BOUNDARY LAYER LIQUID FILM EVOLUTION AND COOLING MECHANISM
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摘要: 高超声速液膜冷却技术是通过一系列狭缝或孔洞压出冷却工质, 在飞行器表面边界层形成一层低温冷却膜, 阻止高超声速气流对飞行器的气动加热. 其作为一种主动冷却方式在高超声速飞行器表面热防护有着巨大的应用潜力. 文章采用数值方法, 结合VOF模型, 研究25 km飞行高度和Ma=5气流条件下的液膜铺展情况, 并通过不同冷却工质的入射速度、角度、表面张力和黏性系数条件, 讨论了液膜在平板上的演化过程和冷却机理. 结果表明, 在气流作用下, 液膜向壁面下游发展, 液膜的存在导致边界层分离, 连续液膜会在一定位置断裂为液块, 然后进一步破碎为液滴. 入射条件和液体性质的改变, 会影响液膜沿流向的发展, 具体表现在连续液膜断裂点的位置和连续液膜的厚度. 在所设定的计算域内, 壁面热流降低了80% ~ 95%, 液膜对壁面的冷却效率随着液膜形态的变化而变化.Abstract: Hypersonic liquid film cooling technology is to press out the cooling medium through a series of slits or holes, creat a low-temperature cooling film in the boundary layer of the surface of the aircraft to prevent the aerodynamic heating of the aircraft by hypersonic airflow. As an active cooling method, it has great application potential in surface thermal protection of hypersonic vehicle. In this paper, numerical methods and VOF model are used to study the spreading of liquid film at 25 km flight altitude and Ma=5 airflow. The evolution process and cooling mechanism of liquid film on a flat plate are discussed through the incident velocity, Angle, surface tension and viscosity coefficient of different cooling medium. The results show that under the action of air flow, the liquid film develops downstream to the wall surface, the existence of the liquid film leads to the boundary layer separation, and the continuous liquid film will be broken into liquid blocks at a certain position, and then further broken into droplets. The change of incident conditions and liquid properties will affect the development of the liquid film along the flow direction, which is manifested in the position of the fracture point and the thickness of the continuous liquid film. Within the computational domain set in this paper, the wall heat flow is reduced by 80% ~ 95%, and the cooling efficiency of the liquid film on the wall varies with the the change of the liquid film morphology.
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Keywords:
- hypersonic /
- liquid film cooling /
- liquid film evolution /
- wall heat flow /
- VOF
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引 言
高超声速飞行器在飞行过程中, 飞行器头部会产生高强度的激波, 激波扫过后空气温度和压力突跃升高, 从而形成一个气流温度远高于飞行器表面温度的局部热环境[1-2]. 由于激波和摩擦阻力的作用, 飞行器周围气体温度高达数千甚至上万摄氏度, 严重的空气动力学加热会引起部分的功能失效和损坏精密的装载仪器, 引起事故. 因此, 热防护问题成为高超声速飞行亟待突破的关键技术之一, 苛刻的热环境对飞行器的构型设计和材料性能都提出了极高的热防护要求[3-5].
热防护系统主要由耐高温材料和被动、半被动与主动式冷却技术共同组成[6-8]. 常见的主动式冷却方式有对流冷却和膜冷却, 膜冷却的特点在于有外部的驱动系统提供动力, 通过一系列狭缝或孔洞压出, 输送冷却工质至表面边界层, 形成一层低温冷却膜, 阻止高超声速气流对飞行器的气动加热, 达到降低结构温度的目的, 有着结构简单、冷却性能好, 适应更高热环境的明显优势[9]. 其中, 液膜冷却因为液体具有更高的比热容, 并且可以发生相变吸收较大潜热, 相比于气膜冷却具有更好的冷却效果.
使用液膜流动对壁面进行冷却或者保护有着广泛的应用, 比如在低于音速的气体环境下开展的气流剪切[10-12]或重力驱动下[13-14]的薄膜动力研究、飞机机翼的结冰问题[15-16]、微通道和电子设备的冷却技术等[17-18]. 而在超声速来流条件下, 由于黏性作用而受到强烈气动加热的飞行器表面和火箭推力室内壁面, 液膜冷却是一种高效降低其高热通量的方法.
过去关于超声速条件下的冷却液膜流动特性的研究相对有限, 更多集中在火箭推进器中的薄膜冷却技术和气膜冷却技术的实验和数值研究[19-21], 关于高超声速飞行器表面的液膜冷却研究相对较少. Boden[22]在加州理工学院喷气推进实验室首次完成了薄膜冷却的实验研究, 实验使用苯胺醇燃料和硝酸氧化剂在21.8 Pa的腔室压力下运行. 实验中使用了水、苯胺醇燃料、60-辛烷值汽油、甲醇、无水氨和JP-3喷气燃料等薄膜冷却剂, 发动机壁的热通量从10%减少到97%. Kirchberger等[23]在使用氧气和煤油运行的小型散热器测试件上进行了薄膜冷却实验, 结果表明, 煤油是比氮气更有效的薄膜冷却剂, 特别是在前端部分. Shine等[24]建立在亚临界条件下运行的火箭燃烧室液膜冷却的一维分析模型, 该模型对燃烧室中的液膜冷却长度有较好的预测. Jang等[25]对使用过氧化氢和煤油的双推进剂推进器采用薄膜冷却, 对推力室壁面和喷嘴的保护进行了实验和分析研究, 过氧化氢的分解会缩短液膜有效冷却的长度, 形成的液膜可以保护推力室中燃烧气体带来的热传递, 但是当冷却剂质量相对较低时, 无法对喷管喉部起到较好的保护. Sako等[26]通过实验研究水射流冲击对具有空间温度梯度的加热铝合金板, 通过改变喷嘴直径来研究液体质量流量和射流速度的散热影响, 结果表明润湿前沿传播速度受质量流量的影响, 而不是受液体射流速度的影响, 并且最大热通量发生在润湿前沿附近. Inoue等[27]理论上研究在湍流条件下受热气流剪切的液膜冷却技术, 结合液滴夹带和三维膜结构两个基本因素, 得出薄膜长度与燃烧压力大致成反比, 液膜受热面积的提升是促进高燃压力条件下传热的主要因素.
Parker等[28]开展了携带分散液滴的超音速两相冲击空气射流的实验, 对比干燥空气的传热系数, 表明在射流中添加分散水滴显著提高射流的散热能力, 并平滑了加热器表面的空间温度分布. Yuan等[29]在马赫数为6的情况下, 使用25°的顶角楔开展冷却液膜的流动实验, 实验证明冷却液膜可以在高超声速流动中形成. 液膜的前沿速度取决于冷却剂的质量流量和动压, 增强冷却剂质量流量和动压力会增强薄膜前缘速度, 增强质量流量和喷射方向或降低冷却剂表面张力可以获得更宽的液膜覆盖区域.
为了理解冷却液膜在高超声速条件下的演化过程和冷却机理, 为如何在飞行器表面实现主动液膜冷却技术提供思路, 本文利用数值模拟方法, 利用VOF方法捕捉相界面, 通过改变冷却工质的入射速度、角度、表面张力和黏性系数条件, 讨论液膜在平板上的演化过程和冷却机理.
1. 数值计算方法
1.1 物理模型
平板上的高超声速液膜冷却模型如图1所示, 冷却液射流以一定速度V和一定角度θ进入主流流场. 计算域长L = 100 mm, 高H = 30 mm,冷却液射流孔宽D = 0.5 mm, 射流孔距离入口边L1 = 50 mm. 计算域长度L保证液膜在壁面上的充分演化, 高度H保证入射激波与冷却液射流口产生的分离激波不会经过上壁面反射对下壁面冷却产生干涉.
1.2 计算方法及验证
数值计算采用ANSYS Fluent商业软件, 采用压力基隐式求解,由于需要计算高速可压流动, 因此选择使用耦合式求解器[30-31], 参数离散采用二阶迎风格式, 模型是非定常的. 入口采用压力进口边界条件, 右边界与上边界采用压力出口边界条件, 下边界除射流壁面外采用等温的无滑移边界, 壁温为288 °C. 将来流空气设置为理想气体, 黏性系数采用Sutherland公式进行计算得到, 即
$$ \frac{\mu }{{{\mu _{{\rm{ref}}}}}} = {\left(\frac{T}{{{T_{{\rm{ref}}}}}}\right)^{3/2}}\frac{{{T_{{\rm{ref}}}} + S}}{{T + S}} $$ (1) 式中,
${\mu _{{\rm{ref}}}}$ = 1.789 × 10−5 kg/(m∙s),${T_{{\rm{ref}}}}$ =288 K, 参考温度S=110.4 K.导热率根据普朗特数Pr给出. 冷却工质使用水, 计算过程中, 不考虑冷却工质由于温度变化引起的黏度、密度和表面张力等物性参数改变, 从射流孔进入计算域的冷却液温度与下壁面温度相同. 由于高超声速液膜冷却问题中, 气相被认为可压缩的, 液相被认为是不可压缩的, 因此两相之间的速度差和密度相差很大, 收敛比较困难, 需要设定一个小的时间步.
使用VOF模型捕捉相界面, 在VOF方法中, 体积分数函数α定义为所跟踪相流体体积在计算网格单元中所占的百分比, 函数α从0 ~ 1不等. 用一个体积分数函数就可以来描述流体区域中各相的复杂变化, 能比较准确地跟踪捕捉到自由界面[32].
1.3 网格设置
为了能捕捉更加清晰的相界面, 并且提高VOF模型计算的准确性, 需要较高的网格分辨率. 为了降低计算成本和节省空间, 使用自适应网格加密的方式细化两相界面区域的网格.
沿流向布置1520个网格, 法向布置300个网格, 总的初始网格数量为45.6万. 网格会在液相体积分数
$ {\alpha }_{w}\in \left(\mathrm{0.1,0.99}\right)\mathrm{范}\mathrm{围}\mathrm{内} $ 进行自适应加密, 如图2所示. 采用3种不同的网格细化层数来进行网格独立性验证, 细化层数分别是3层、4层和5层, 分别代表粗糙、中等和细致3种等级网格. 3种网格等级下得到的液膜厚度是一致的, 如图3(a), 但是粗糙网格计算得到的破碎距离较长, 破碎点的位置明显靠后, 如图3(b), 界面也不够尖锐, 因此不采用粗糙网格.虽然细致网格可以捕捉到更多破碎的韧带和液滴, 但是本文并不涉及对二次破碎的研究, 并且细致等级的网格数约为中等级的网格数的3 ~ 4倍, 因此选用中等网格进行计算是更合理的. 受到液膜分布的影响, 本文的算例在网格加密后的网格数在70万 ~ 90万之间, 并且满足壁面的y+ < 1.
1.4 计算方法验证
在数值计算方法的验证上, 对高超声速平板边界层进行数值模拟, 对比了可压缩平板边界层层流自相似解[33-34],另外, 使用密度基隐式求解器进行了计算, 因为这种数值计算方法常被用来进行高超声速问题的求解. 两种数值计算方法与自相似解得到的平板壁面热流qw和摩阻Cf如图4所示.
其中壁面热流为
$$ {q_{\rm{w}}} = - \kappa (T){\left(\frac{{\partial T}}{{\partial y}}\right)_{{\rm{wall}}}} $$ (2) 其中壁面摩阻为
$$ {C_{\rm f}} = \frac{{2\mu \left( {\partial u/\partial y} \right)}}{{{\rho _e}{u_e}^2}} $$ (3) 结果表明, 在Ma=5空气来流条件下, 两种数值计算方法所得到的结果几乎一致, 而所采用的数值算法和理论解会有一定误差, 壁面热流的误差在10%左右, 摩阻的误差在2%左右. 验证了本文数值计算方法的有效性, 表明其可以较好的模拟高超声速的液膜冷却问题.
本文具体的计算工况如表1所示, 主要改变了入射速度V、入射角度θ和冷却工质的表面张力σ、黏性系数μ, 其中入射速度与入射角相对应. 主流来流马赫数为5, 选择25 km飞行高空的参数.
表 1 工况参数Table 1. Operating parametersIncident velocity/(m·s−1) Incident angle/(°) Surface tension Kinetic viscosity/(Pa·s) 1 0.2 14.0 0.072 1.0 × 10−3 2 0.4 14.0 0.072 1.0 × 10−3 3 0.6 14.0 0.072 1.0 × 10−3 4 0.8 14.0 0.072 1.0 × 10−3 5 1.0 14.0 0.072 1.0 × 10−3 6 0.6 11.4 0.072 1.0 × 10−3 7 0.6 18.4 0.072 1.0 × 10−3 8 0.6 26.6 0.072 1.0 × 10−3 9 0.6 90.0 0.072 1.0 × 10−3 10 0.6 14.0 0.048 1.0 × 10−3 11 0.6 14.0 0.096 1.0 × 10−3 12 0.6 14.0 0.072 7.50 × 10−4 13 0.6 14.0 0.072 1.25 × 10−3 2. 液膜的形态演化及各参数对其的影响
2.1 高超声速气流下液膜在平板上的演化
冷却液射流以一定角度进入气流场后, 受到高超声速气流的作用, 液膜沿流向发展. 由于本文所设定的模型是二维的, 这里不讨论横向调制. 液膜受到高速气流的剪切作用, 导致液膜波动, 引发了纵向Kelvin-Helmholtz不稳定性[35-36], 不稳定性引起了沿下游不断发展的二维纵向界面波. 随着界面波波幅的增长, 受到的气流作用也逐渐增强, 导致界面失稳, 液膜破碎成液滴和液丝. 根据这个过程, 可以将壁面上的液相分为3个部分, 分别为连续液膜、液块和气液混合层, 如图5(a)所示. 破碎点是液块从连续液膜上分离的位置.
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图 5 (a) 壁面上冷却液膜的形态演化和(b)连续液膜的形态分布Figure 5. (a) Morphological evolution of the liquid coolant film on the wall and (b) morphological distribution of the continuous liquid film![]()
5 (a) 壁面上冷却液膜的形态演化和(b)连续液膜的形态分布 (续)5. (a) Morphological evolution of the liquid coolant film on the wall and (b) morphological distribution of the continuous liquid film (continued)连续液膜的长度在一定时间后基本保持不变, 也就是液膜破碎点的位置基本是不变的, 只是液膜破碎末端的液相会发生堆积现象, 这是由于液相的表面张力和气流相互作用引起的. 液相堆积到一定程度后, 膜表面顶部在气动剪切力的作用下克服了表面张力和液膜黏性力, 液膜破碎为液块或者大液滴, 这个破碎过程是周期性的. 在气动力的作用下, 破碎为更细小的液滴, 小液滴和气流相互混合分布在近壁附近, 形成了气液混合层[37].
进一步可以将连续液膜的形态分为3个部分: 山丘段、生长段和失稳段, 如图5(b)所示. “山丘”的形状是射流深度引起的, 由于冷却液是由一定速度进入气流场的, 虽然这个速度相对较小, 但是仍然形成了一定的射流深度. 当边界层气流撞击到射流时, 会导致逆压梯度, 形成局部回流, 在此处会引起边界层的分离, 形成分离激波[38]. 生长段和失稳段的形成已经在前面描述.
后续, 我们将连续液膜的长度和生长段液膜的厚度作为破碎距离L和液膜厚度h, 作为衡量液膜形态的两个参数进行讨论. 由于堆积和破碎是周期性的, 破碎点的位置存在小幅的波动, 但是相对于工况变化导致的破碎点变化影响较小. 同样的, 生长段的液膜厚度也不是完全不变, 在相对平滑界面得到每个工况下的液膜厚度.
液滴和液丝是从界面上剥离的. 一开始, 界面波波峰的幅度较小, 随着波的增长, 波峰暴露在高速气流下受到剪切作用, 在界面波的上游侧形成了高压, 同时由于伯努利原理, 气流在波峰上方加速, 使波峰上侧形成了低压, 上下压力差推动了波峰的增长. 同时, 由于气流在界面波的下游侧分离, 形成了低压尾流区域, 前后压差使波不断沿流向发展. 波峰的增长和运动进一步破坏了界面的稳定性, 最终使得液滴和液丝从界面上剥离出去, 如图6呈现了速度和压力随界面变化的演化情况, 其中白线为气液界面的轮廓线, 每幅图的时间间隔为0.025 ms[39].
2.2 入射速度和入射角度对液膜形态的影响
入射速度和角度改变直接影响了液膜的形态. 随着入射速度的增长, 液气动量比提升, 射流深度增强, 液相惯性力的增加, 增强了液膜的稳定性, 使破碎距离提升. 入射速度也可以理解为质量流量输入, 质量流量的提升使液膜厚度提高, 在所选的计算工况下, 基本呈现出等比例递增的关系[40], 如图7和图8(a)所示. 其中液气动量比公式为
$$ q = \frac{{{\rho _{\rm{w}}}{u_{\rm{w}}}^2}}{{{\rho _a}{u_a}^2}} $$ (4) 其中,
${\rho _{\rm{w}}}$ 为冷却工质密度,${u_{\rm{w}}}$ 为冷却工质速度,$ {\rho _a} $ 为冷却工质密度,$ {u_a} $ 为冷却工质密度.入射角的增大, 同样会引起液膜厚度的增加, 而破碎距离呈现出先增大后降低的规律. 在一定入射角范围内, 入射角的增大使射流深度提升, 边界层厚度增大, 液膜受到气流的剪切力减弱的同时液膜稳定性提升, 因此破碎距离增加. 而液膜厚度基本和射流深度是呈现正相关的, 因为气流剪切力减弱使液膜厚度增加, 如图9和图8(b)所示. 当入射角继续增大时, 破碎点会往前移动, 当冷却液以90°垂直入射时, 冷却液射流受到的气流作用最强, 液层几乎不存在连续液膜部分, 液块和液丝不断从液膜表面剥离, 并且回流区明显变大, 引起一部分冷却工质向上游流动, 如图10所示. 相较于入射速度的改变, 入射角度不会增加飞行器携带的冷却工质质量, 是更实际有效的一种方式.
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图 7 不同入射速度下的液膜形态变化Figure 7. Morphology changes of liquid film at different incident velocities![]()
图 8 破碎距离和液膜厚度随入射条件和物性参数的变化情况Figure 8. Changes of breaking distance and liquid film thickness with incident conditions and physical parameters![]()
8 破碎距离和液膜厚度随入射条件和物性参数的变化情况 (续)8. Changes of breaking distance and liquid film thickness with incident conditions and physical parameters (continued)![]()
图 9 不同入射速度下的液膜形态变化Figure 9. Morphology changes of liquid film at different incident velocities2.3 表面张力和黏性系数对液膜形态的影响
改变冷却工质物性参数是另一种有效改变液膜形态的方式. 首先物性参数的变化并不改变液相进入气流场的动能, 因此射流深度并不发生变化, 气流对液膜的惯性力和剪切力改变较小. 表面张力主要影响失稳段和液相从界面的剥离状况, 因此随着表面张力的变化, 破碎距离和厚度基本不变, 但是界面波的振幅和波长会增大, 如图11和图8(c)所示. 而黏性力和液膜厚度是负相关的, 因此随着黏性系数的提升, 液膜厚度增大. 同时可以发现, 黏性系数对于破碎距离的影响十分明显, 如图12和图8(d)所示.
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图 11 不同表面张力下的液膜形态变化Figure 11. Morphology changes of liquid film under different surface tension![]()
图 12 不同黏性系数下的液膜形态变化Figure 12. Morphology changes of liquid film under different viscosity coefficients3. 冷却液膜对壁面的传热特性
3.1 冷却液膜对壁面的传热特性
图13(a)是多个典型工况下沿壁面的热流分布. 图13(b)则是图13(a)中工况3的局部放大图. 结果表明, 冷却液膜会降低壁面热流. 另外, 我们可以看到存在液膜的壁面, 其热流呈现先上升后曲线下降又缓慢上升的过程, 呈现出3个阶段的变化规律, 同时每个阶段都存在一定程度的波动, 这个波动不是数值误差引起的.
首先讨论的是第1阶段的热流上升, 这一阶段主要存在生长段, 在空气动力加热下, 液膜表面温度上升, 使得壁面热流呈现总体上升的趋势. 而由于近壁存在不溶于液相的小气泡, 随着液膜带动小气泡的流动, 产生了温度波动, 直接影响了壁面热流的波动, 在每个小气泡的前端会引入低温, 导致等温线的抬升, 如图14(a)所示.
第2阶段热流的曲线降低主要发生在失稳段, 之前已经提到, 在连续液膜的末端, 液膜破碎前液层先会堆积, 较厚的液膜厚度是热流下降的根本原因, 而大幅度的界面波导致了壁面热流产生大幅波动, 如图14(b)所示.
第3阶段的热流缓慢上升可以用边界层的变化来解释. 当液膜还没有发生破碎时, 可以看到边界层在射流口分离, 在液膜末端重新附着, 如图15(b)所示. 在经历充分计算时间之后, 由于气液混合层的存在, 边界层无法再附着到壁面, 如图15(c)所示, 但是边界层的高度在不断降低, 这个过程可以明显的在相对低的入射速度(工况1)下发现, 如图15(d)所示. 因此, 在气流作用下, 气液混合层会越来越薄. 边界层高度降低, 使壁面热流逐渐上升. 对比了有无冷却液膜情况下, 近壁温度的变化情况, 分别在3个截面位置进行了比较, 3个界面分别在生长段、失稳段和气液混合层. 可以发现随着截面位置的深入, 冷却区高度逐渐增加, 无论是热流还是近壁温度的变化, 都可以发现气液混合层比连续液膜对壁面的冷却效果更好, 如图13(c).
进一步讨论了液膜的冷却效率, 将几个典型的液膜冷却工况、气膜冷却工况和无液膜平板的壁面热流记录下来, 如图13(a)所示, 无量纲化热流系数St用于测量传递到流体中的热量与流体的热容量之比, 如公式6所示. 气膜冷却在不改变主流条件下, 将液相射流替换为了马赫数为1垂直入射的空气. 总热量传递
$ \phi $ 是将热流沿壁面进行积分得到的, 如式(5)所示, 其中$ {{x}}_{0} $ = 50 mm,${{x}}_{1}$ = 100 mm. 因为不同的工况射流的穿透深度不同, 会引起回流区的改变, 影响冷却结果, 因此只取冷却工质入口至出口部分进行积分.$$ \phi = \int_{{x_0}}^{{x_1}} {{q_{\rm{w}} }}{\rm{d}}x $$ (5) $$ St = \frac{{{q_{\rm{w}} }}}{{{\rho _e}{u_e}({h_{a{\rm{w}}}} - {h_{\rm{w}}})}} = \frac{{{q_{\rm{w}} }}}{{{\rho _e}{u_e}{c_p}({T_{a{\rm{w}}}} - {T_{\rm{w}}})}} $$ (6) $$ {T_{a{\rm{w}}}} = {T_\infty }\left(1 + \sqrt {Pr } \frac{{\gamma - 1}}{2}M{a_\infty^2 }\right) $$ (7) 式中, 比热容比
$ \gamma $ 为1.4,${T_{\rm{w}}}$ 为壁面温度,${T_{a{\rm{w}}}}$ 为绝热壁面温度,$ {T_\infty } $ 为来流温度.![]()
图 13 (a) 多个典型工况下的壁面热流分布, (b) 工况 3 与无液膜平板的壁面热流分布和(c) 工况 3 与无液膜平板在三个横截面下的近壁温度对比Figure 13. (a) Wall heat flow distribution under multiple typical working conditions, (b) wall heat flow distribution between working condition 3 and the plate with no liquid film and (c) comparison of the near-wall temperature at three cross-sections for case 3 and the flat plate withoutliquid film![]()
图 14 连续液膜段的温度云图与相界面Figure 14. Temperature clouds and phase interface of continuous liquid film section![]()
14 连续液膜段的温度云图与相界面 (续)14. Temperature clouds and phase interface of continuous liquid film section (continued)![]()
图 15 (a) 无液膜平板的温度云图, (b) 工况 3 液膜破碎前的温度云图, (c) 工况 3 液膜破碎后的温度云图和(d) 工况 1 液膜破碎后的温度云图Figure 15. (a) Temperature cloud diagram of a plate without liquid film, (b) temperature cloud map before liquid film breakage in working condition 3, (c) temperature cloud map after liquid film breakage in working condition 3 and (d) temperature cloud diagram after liquid film breakage in workingcondition 1表 2 典型工况下壁面的热量传递Table 2. Heat transfer on the wall under typical working conditionsCondition plate gas film colling condition 3 condition 5 condition 7 condition 9 Heat transfer/W 1821 509 316 248 548 93 从图13(a)和表2中可以发现, 液膜冷却的冷却效率在75% ~ 95%之间, 其中垂直入射的工况所得到的冷却效率明显高于其他工况条件, 也是所有工况中冷却效率最高的. 而本文所设定工况下的气膜冷却效率在70%左右. 因为本文的工作并没有考虑相变所带来的冷却效应, 这个更好的冷却效率主要是因为液体拥有更好的比热容. 另外, 计算域的限制同样影响了这个效率的比较, 因为从图13(a)后半部分的St变化可以看到, 相对于气膜冷却, 液膜冷却的St变化是缓慢的. 因此, 我们可以得出液膜冷却比气膜冷却拥有更高冷却效率的结论.
3.2 入射条件和物性参数对冷却液膜冷却效率的影响
图16是不同入射速度、入射角度、表面张力和黏度条件下, 壁面无量纲热流沿流向的演化. 为了更好的说明各参数对冷却液膜传热特性的影响, 将热流从射流入口到出口的积分结果也就是能量传递
$ \phi $ 用表格的方式呈现, 如表3所示.从图16中可以发现, 热流的变化规律基本是一样的, 首先在连续液膜部分, 由于液膜受到空气动力加热, 壁面热流逐渐上升. 并且液膜厚度越厚, 热流降低更加明显. 其次, 气液混合层引起的热流降低水平是最高的, 所以, 同一工况下, 将破碎点提前是提高冷却效率一个有效的方式. 最后, 热流的变化和液膜的形态是息息相关的, 热流变化的转折点往往和液膜形态的转折点是对应的.
根据表3中热量传递
$ \phi $ 的变化可以发现, 入射速度的增大, 使冷却效率提高, 这是因入射速度的增大使液膜厚度增大了, 虽然破碎距离的提升使破碎点向后移动, 但是厚度提升引起的边界层抬升, 对壁面热流的影响更大.入射角度的增大, 使冷却效率提高, 这个原因和入射速度所引起的热流变化是类似的, 入射角的增大, 使液膜厚度增加, 并且带动破碎点向前移动, 增大了气液混合层的区域范围.
表面张力的减小, 使冷却效率提高, 虽然表面张力对破碎距离和厚度的影响很小, 但是表面张力的减小带来了更大的界面波动, 直接增大了空气动力学加热面积, 因此提高了总的热量传递.
液相黏度的增大, 使冷却效率提高, 黏度主要改变了液膜的长度, 黏度的增大, 使破碎点先前移动, 而厚度的改变很小, 因此总的热量传递减小了.
表 3 各工况对壁面的热量传递Table 3. Heat transfer to the wall under different working conditionsCondition 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 Heat transfer/W 5243 5036 5032 4979 4941 5043 4960 4935 4638 5085 5016 5130 4935 4. 结论
(1)在气流剪切作用下, Kelvin-Helmholtz不稳定性引起界面波, 波会沿流向生长和破碎, 连续液膜会在一定位置破碎为液滴.
(2)入射速度的增大, 会提高液膜厚度和液层铺展长度; 入射角的增大, 液层厚度会增加, 连续液层长度会先增大后降低, 当入射角较大时, 无法形成液膜; 表面张力的变化, 连续液层的长度和液层的厚度基本不变, 但是界面波的振幅和波长会随着表面张力的减小而增大; 黏度的增大, 会明显增加破碎距离, 不过对于液膜厚度的影响较小.
(3)冷却液膜拥有较好的冷却效率, 可以明显的降低壁面热流和近壁温度.
(4)质量流量的增大, 使冷却效率提高; 入射角度的增大, 使冷却效率提高, 垂直入射时, 冷却效率最高; 表面张力的减小, 使冷却效率提高; 液相黏度的增大, 使冷却效率提高.
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图 5 (a) 壁面上冷却液膜的形态演化和(b)连续液膜的形态分布
Figure 5. (a) Morphological evolution of the liquid coolant film on the wall and (b) morphological distribution of the continuous liquid film
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5 (a) 壁面上冷却液膜的形态演化和(b)连续液膜的形态分布 (续)
5. (a) Morphological evolution of the liquid coolant film on the wall and (b) morphological distribution of the continuous liquid film (continued)
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图 7 不同入射速度下的液膜形态变化
Figure 7. Morphology changes of liquid film at different incident velocities
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图 8 破碎距离和液膜厚度随入射条件和物性参数的变化情况
Figure 8. Changes of breaking distance and liquid film thickness with incident conditions and physical parameters
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8 破碎距离和液膜厚度随入射条件和物性参数的变化情况 (续)
8. Changes of breaking distance and liquid film thickness with incident conditions and physical parameters (continued)
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图 9 不同入射速度下的液膜形态变化
Figure 9. Morphology changes of liquid film at different incident velocities
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图 11 不同表面张力下的液膜形态变化
Figure 11. Morphology changes of liquid film under different surface tension
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图 12 不同黏性系数下的液膜形态变化
Figure 12. Morphology changes of liquid film under different viscosity coefficients
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图 13 (a) 多个典型工况下的壁面热流分布, (b) 工况 3 与无液膜平板的壁面热流分布和(c) 工况 3 与无液膜平板在三个横截面下的近壁温度对比
Figure 13. (a) Wall heat flow distribution under multiple typical working conditions, (b) wall heat flow distribution between working condition 3 and the plate with no liquid film and (c) comparison of the near-wall temperature at three cross-sections for case 3 and the flat plate withoutliquid film
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图 14 连续液膜段的温度云图与相界面
Figure 14. Temperature clouds and phase interface of continuous liquid film section
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14 连续液膜段的温度云图与相界面 (续)
14. Temperature clouds and phase interface of continuous liquid film section (continued)
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图 15 (a) 无液膜平板的温度云图, (b) 工况 3 液膜破碎前的温度云图, (c) 工况 3 液膜破碎后的温度云图和(d) 工况 1 液膜破碎后的温度云图
Figure 15. (a) Temperature cloud diagram of a plate without liquid film, (b) temperature cloud map before liquid film breakage in working condition 3, (c) temperature cloud map after liquid film breakage in working condition 3 and (d) temperature cloud diagram after liquid film breakage in workingcondition 1
表 1 工况参数
Table 1 Operating parameters
Incident velocity/(m·s−1) Incident angle/(°) Surface tension Kinetic viscosity/(Pa·s) 1 0.2 14.0 0.072 1.0 × 10−3 2 0.4 14.0 0.072 1.0 × 10−3 3 0.6 14.0 0.072 1.0 × 10−3 4 0.8 14.0 0.072 1.0 × 10−3 5 1.0 14.0 0.072 1.0 × 10−3 6 0.6 11.4 0.072 1.0 × 10−3 7 0.6 18.4 0.072 1.0 × 10−3 8 0.6 26.6 0.072 1.0 × 10−3 9 0.6 90.0 0.072 1.0 × 10−3 10 0.6 14.0 0.048 1.0 × 10−3 11 0.6 14.0 0.096 1.0 × 10−3 12 0.6 14.0 0.072 7.50 × 10−4 13 0.6 14.0 0.072 1.25 × 10−3 
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表 2 典型工况下壁面的热量传递
Table 2 Heat transfer on the wall under typical working conditions
Condition plate gas film colling condition 3 condition 5 condition 7 condition 9 Heat transfer/W 1821 509 316 248 548 93
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表 3 各工况对壁面的热量传递
Table 3 Heat transfer to the wall under different working conditions
Condition 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 Heat transfer/W 5243 5036 5032 4979 4941 5043 4960 4935 4638 5085 5016 5130 4935
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