2018传热传质学年会集

中国工程热物理学 传热传质学术会议 编号：1832371，21（1.交通大学机械与动力，2.麻省理工学院机械工程系，市02139，( ,通讯作者: 是低温点；在临界热流密度点，沸腾汽泡基圆直径显著增加，汽泡底部微液层，汽泡下方出现高：其中，临界热流密度（Criticalheatflux，也称沸腾）作为沸腾换热设备安全运行的6]对于池沸腾临界热流密度的产生机理，常见的假说包括水动力学不稳定模型model[]model汽泡力平衡模型[9]（balancemodel）等。水动力学不稳定模型的固有缺陷是完全忽 LBM中，通过微观的粒子分布函数的演化来描述流体。伪势模型的分布函数演f(xe,t)f(x,t)1f(x,t)f(eq)(x,t)f(x,

i

eu (e u2f(eq)1 i

s其中ωi是权系数，cs是格子声速。Δfi(xt)是作用力项，由下式给出 f(x,t)feq(x,t),uufeq 其中ΔuFδt/ρ是时间步δt内由于力的作用引起的速度变化。作用力F

F(x)c(x)G(x)(1)cG2(x)/

(x)(x)G(x,x')(x')(x'x)1G(x,x')2(x')(x'

其中G(xx')

G

xx'122G(x,x')G22

2(pc2(pc2sc06.0Peng-Robinson a2(Tp

1 12bb2T/其中(T)[1(0.374641.542260.269922 )]2。本文取aT/b=2/21，R=1，ω=0.344Tcr=5835/80017。Fs(x)(x)Gsis(xeit)i

Gs用于调节接触角的流-s(x)x是固体节点时其值等1x0Fg则由下式给出Fg(x)((x)ave D2Q9格式对应的权系数为：ωi=4/9（i=0、ωi=1/9（i=1~4、ωi=1/36（i=5~8ie(1,0)c,(0,1)ci

ii1~i5~

s其中cδx/δt是格子速度，δx是格子长度，δt是时间步长，通常取δxδt1。在D2Q9格式中，c2=c2/3。运动粘度由下式给出s c2

上述中的密度和速度由下式给

iueii

uUeifii

gˆ(x,t)=g(x,t)1g(x,t)g(eq)(x,t)

T

t

gi(xeit,tt)=gˆi

其中，考虑汽液热物性的差别以及定容比热容和定压比热容的区别，GongCheng2017年推导了如下形式的源项表达式

1p

U+(kT)(T

T cT v 上式中，αα=k/(ρcp)cp是定压比热容。另外，τT是温度分布函数的松弛时间，gi(eq)(x,t)是温度平衡态分布函数并由下式给出 e (e U2g(eq)T1 i

sc2

在汽液界面处，流体物性χ（如热扩散系数、运动粘度、比热容等）

vl

l v

Ti

1不稳定波长[1]（Taylormost-dangerouswavelength）

0d2g(

)

vσ是表面张力，gHb=0.5λdthickness[14]0Tsatcp,lcv,l=4.0μl=0.354αl=0.05；cp,vcv,v2.0，μv0.0348，αv0.06。因此，饱和液相和饱和汽相的导热系数比为kl/kv=17，普朗特数分别为Prl=1.2，Prv=1。根据Gong和Cheng[16]理论方法，可得到汽化潜热为hfg=0.3307。表面张力可以根据如下的拉斯毛细方程确定pinpout/

pinpout80×80格子的Rd的饱和汽泡置于计算区域的正中心，汽泡周围为相应的饱和拉斯毛细方程获得T=0.9Tcr下对应的表面张力为σ=0.084。前已述及，接触角由流-GsGs0.72。为获得其对应的80×80行40000时间步以确保达到稳态。需要的是，在流-固界面处采用（6）计算靠θ=30°。λd192W192格点，Hb100格点，H400格点。前g(x,t)1

,t)2gˆ(x,

1

1 g(x,t)1

(x,t)

,

1

1 γ=(ρcp)s/(ρcp)f是加热器和流体的热质量的比值，i-iˆi(xt温度分布函数。本文的模拟中，加热器热物性为(ρcp)s23.6，αs=2。对应的固//ks/kl40，ks/kv=678g(g(lvl

u

tl/

0

l00t2000δt（0t*3.35，t*=t/t0）时，仅对密度分布函数进行演化。为强化沸腾汽泡成核或激发汽液界面Taylor2000δt<t≤15000δt（3.35<t*≤25.2）（y0）加上如下形式的小幅温度波动：T(xTb+0.04Tcr×sin[2π(x−Lx/4)/Lx]t>即t≤15000δt（3.35<t*≤25.2）t=20000δt（t*=33.5）以后才开始提取相关模拟结果进行数值分析。Tb2所示的定壁温条件下的饱和池沸腾曲线。该图中，JaJakobnumber，定义为Jacp,l(TwTsat)/

Tw是时间和空间平均后的壁面温度(yHb处)。Q''是时间和空间平均的无量纲 Q''Q'tdt/(tbta

tatb是一个足够长的时间间隔(33.5t0<t*83.9t0)。Q'(t)是空间平均无量纲热流Q(t) k

1

0= 0lhfgLx

yy

=

yKandlikar的汽泡力平衡模型[9]进行了对比。ZuberKandlikar模型可写为()g02QCHFKvhfg 2v

对 模型， 0.12~0.157；对 模型1cos

0K (1cosr

angle 2CHFZuber模型（K0.12）Kandlikar模型的预KandlikarCHFθr=80°。这一后退接触角4CHFpoint瞬时时刻的沸腾汽泡动力学、加热器内等温线分布以及加热器上表面（y=Hb）的局部向是斜向上，即存在横向分量。需的是，在汽泡下方的这一低温区（图3中的矩微液层蒸发的存在，汽泡下方的这一低温区域是局部高热流区域（3第三列3低过热度区的汽泡动力学、加热面（y=Hb）局部温度/泡动力学、加热器内等温线分布以及加热器上表面（y=Hb）的局部温度和热流密度分4第三列的加热面热流密度分布。这表明此时汽泡下方已经不存在微液层，变成了4临界热流密度点的汽泡动力学、加热面局部温度/90°。这是由三相线附近的剧烈蒸发作用导致的。这一现象也涸点的形成关。采用介观格子Boltzmann方法汽液相变模型对池沸腾临界热流密度进行了直采用模型模拟得到的临界热流密度莱顿弗罗斯特（Leidenfrost在临界热流密度点，由于三相线处的剧烈蒸发作用，汽泡表观接触角显著增加，这一现象导致汽泡下方区域不能被有效冷却，因此和高温干涸点的形成密切相关。参考文献V.P.Carey,Liquid–VaporPhase-ChangePhenomena:AnIntroductiontotheThermodynamicsofVaporizationandCondensationProcessesinHeatTransferEquipments,HemispherePublishingCorporation,USA,1992.H.J.Cho,J.P.Mizerak,E.N.Wang,Turningbubblesonandoffduringboilingusingchargedsurfactants,Naturecommunications,6(2015)8599.H.J.Cho,D.J.Preston,Y.Zhu,E.N.Wang,Nanoengineeredmaterialsforliquid–vapourphase-changeheattransfer,NatureReviewsMaterials,2(2)(2017)16092.K.H.Chu,Y.SooJoung,R.Enright,C.R.Buie,E.N.Wang,Hierarchicallystructuredsurfacesforboilingcriticalheatfluxenhancement,AppliedPhysicsLetters,102(15)(2013)151602.M.M.Rahman,E.Olceroglu,M.McCarthy,Roleofwickabilityonthecriticalheatfluxofstructuredsuperhydrophilicsurfaces,Langmuir,30(37)(2014)11225-11234.N.S.Dhillon,J.Buongiorno,K.K.Varanasi,Criticalheatflux aduringboilingcrisisontexturedsurfaces,Naturecommunications,6(2015)8247.N.Zuber,Hydrodynamicaspectsofboilingheattransfer(thesis),Ramo-WooldridgeCorp.,Angeles,Y.Haramura,Y.Katto,Anewhydrodynamicmodelofcriticalheatflux,applicablewidelytobothpoolanddconvectionboilingonsubmergedbodiesinsaturatedliquids,InternationalJournalofHeatandMassTransfer,26(3)(1983)389-399.S.G.Kandlikar,AtheoreticalmodeltopredictpoolboilingCHFincorporatingeffectsofcontactangleandorientation,JournalofHeatTransfer,123(6)(2001)1071-1079.T.Theofanous,T.N.Dinh,J.Tu,A.Dinh,Theboilingcrisisphenomenon:PartII:dryoutdynamicsandburnout,ExperimentalThermalandFluidScience,26(6-7)(2002)793-810.S.Gong,P.Cheng,Directnumericalsimulationsofpoolboilingcurvesincludingheater'sthermalresponsesandtheeffectofvaporphase'sthermalconductivity,InternationalCommunicationsinHeatandMassTransfer,87(2017)61-71.X.Shan,H.Chen,LatticeBoltzmannmodelforsimulatingflowswithmultiplephasesandcomponents,PhysicalReviewE,47(3)(1993)1815.A.Kupershtokh,CalculationsoftheactionofelectricsinthelatticeBoltzmannequationmethodusingthedifferenceofequilibriumdistributionfunctions,in:Proc.7thInt.Conf.onModernProblemsofElectrophysicsandElectrohydrodynamicsofLiquids,St.PetersburgStateUniversity,St.Petersburg,Russia,152155,2003,pp.155.I.Golobič,A.E.Bergles,Effectsofheater-sidefactorsonthesaturatedpoolboilingcriticalheatflux,ExperimentalThermalandFluidScience,15(1)(1997)43-51.Q.Lou,Z.Guo,B.Shi,Evaluationofoutflowboundaryconditionsfortwo-phaselatticeBoltzmannequation,PhysicalreviewE,87(6)(2013)063301.S.Gong,P.Cheng,LatticeBoltzmannsimulationofperiodicbubblenucleation,growthanddeparturefromaheatedsurfaceinpoolboiling,InternationalJournalofHeatandMassTransfer,64(2013)122-132.L.Li,C.Chen,R.Mei,J.F.Klausner,ConjugateheatandmasstransferinthelatticeBoltzmannequationmethod,PhysicalReviewE,89(4)(2014)043308.S.Nukiyama,The umandminimumvaluesoftheheatQtransmittedfrommetalto(1966)1419-1433.P.J.Berenson,