作者简介: Abdoulaye Coulibaly (1968-), 男, 马里共和国, 博士研究生。
该文实验研究了气泡聚并对核态池沸腾换热的影响。在恒壁温的边界条件下,利用微加热器阵列加热液态FC-72产生气泡,同时利用高速数据采集系统测量特定区域的热流密度。由于气泡之间液体层的蒸发和气泡聚并后产生的振荡,沸腾过程中发生气泡聚并时热流密度的波动远强于加热表面仅有单气泡生成时的情形。与单气泡成核相比,气泡聚并所产生的振荡提高了加热表面的再润湿频率,从而显著增加了平均传热。观测还表明,由于气泡之间的液体层被仍处于惯性生长阶段的气泡推离,气泡聚并速度非常快时并不会伴随热流量的增加。实验结果表明: 当无量纲的聚并数 Ncoal>0.2时,气泡聚并能够增强换热; 反之,当 Ncoal<0.2时,气泡聚并则会减弱换热。
This study experimentally investigated the effects of bubble coalescence on nucleate pool boiling. A micro heater array was used to generate vapor bubbles in FC-72 liquid with constant surface temperature boundary conditions while the heat flux at selected locations was measured using a high speed data acquisition system. The heat flux for boiling with coalescence was found to fluctuate much more than when only a single bubble formed on the surface due to the vaporization of the liquid layer trapped between the bubbles and oscillation of the bubbles after coalescence. These oscillations significantly increased the average heat transfer by increasing the frequency of rewetting of the heated surfaces compared to single bubble nucleation. The observations also showed that very fast coalescence events were not accompanied by an increase in the heat transfer rate as the liquid layer between the bubbles was physically pushed away by the rapid bubble growth during the inertial bubble growth stage instead of evaporating. The results show that the heat transfer increases for the dimensionless coalescence number, Ncoal, more than 0.2 but decreases for Ncoal less than 0.2.
由于沸腾引起的高传热速率在实践中的广泛应用,沸腾换热研究得到了关注。为了定量研究气泡运动对传热的影响,学者们从微观和宏观方面以及在多种重力环境下研究了沸腾过程中气泡的行为。对于沸腾机理的深入认识是稳定、经济和有效地利用沸腾换热的前提。
池沸腾现象中的热量与质量传递受到许多因素的影响,例如热力工况(过冷度、热流和壁温)、重力条件和成核表面的特性等。早期的池沸腾研究主要依靠测量壁面的总传热量,如Hsu和Schmidt[1], Rogers和Mesler等[2]。随后, Cooper和Lloyd[3]得到局部测量结果,但也仅限于表面上的几个点。 Watwe和Hollingsworth[4]利用在电加热合金钢表面安装液晶的开创性工作,使得认识与沸腾现象相关的传热机理成为可能。早期对于沸腾现象的研究主要采用比气泡尺寸大很多的加热器,从而限制了对复杂而精细的沸腾现象进行更加具体的研究。Kim等[5]利用测量局部热流密度的方法研究池沸腾传热时,使用了一个能保持恒定壁温的系统,它采用了一个包含96个微加热器的加热器阵列和许多温度传感元件,使各个元件保持恒定壁温,从而用来确定局部传热系数。Demiray和Kim[6]在低过冷度条件下测量气泡下方的传热量,发现单个气泡从表面分离时主要从过热液层获得热量,而微层和接触线的传热并不显著。
气泡聚并对高热流核态沸腾区和临界热流密度(critical heat flux, CHF)过渡阶段的传热都有重要影响。研究者们利用多种方式研究了聚并现象,例如观察气泡等温生长和聚并过程中的流体运动[7,8,9,10,11]。然而,由于界面处蒸发和凝结以及剧烈的界面运动所带来的复杂性,对在加热壁面上沸腾过程中的气泡聚并现象的研究并不多。此外,大多数研究仅给出了气泡运动的定性描述而缺乏有关聚并对传热影响的定量测量。
本文用实验的方法研究了过冷池沸腾中微加热片上的气泡聚并现象,以分析气泡聚并动力学及其对微加热片传热的影响。实验中通过高速摄像机拍摄气泡聚并现象,同时在等温表面上进行高速传热测量。
本实验利用由23个微加热器组成的微加热器阵列加热FC-72工质,如图1所示。首先在500 μm的SiO2片上喷镀0.3 μm厚的钛层,然后再喷镀1.0 μm厚的铝层,最后将微加热器布置在上面。4个典型的加热器布置方式如图2所示。加热器的电阻大约为1 kW,每个加热片需要单独进行标定。温度系数大约为0.001 6 K-1。整个芯片被安装在一个印刷电路板(printed circuit board, PCB)上,并用引线
 | 图1 加热器阵列上23个微加热器的分布 |
 | 图2 微加热器阵列中央4个加热器的布线 |
接合法连接芯片和PCB板的键合点。利用Wheatstone电桥反馈电路对每个加热片进行温度控制,使其保持一定的温度值,如图3所示。通过设定Wheatstone电桥电路中可变电阻器(DS1267)的阻值,可以控制每个加热器的阻值及其所对应的温度值。上述温度控制过程由计算机程序自动完成。
首先,在一个受控的温度环境中标定微加热器的电阻, Rh。阻值与温度几乎呈线性关系,因此它们之间的关系可以由标准电阻关系式给出,
其中: R25是微加热器在25 ℃时的电阻值, αt是电阻的温度系数,两个值都需要通过标定得出。图3中的电阻 R2和 R3可以通过加热器的阻值进行选择,使得每个控制器可以通过DS1267可变电阻器阻值变化得到需要的温度范围。由于每个电桥电路中阻值的不确定性,需要利用DS1267可变电阻器对每个Wheatstone电桥电路中加热器控制温度进行标定。在这一步标定过程中,计算机输出控制信号到高速USB1616HS数据采集系统的输入端口。各个通道电位计的电阻值缓慢升高,电压同时升高,直到获得每个温度的临界电阻值。DS1267的临界电阻值随温度线性变化。加热器的温度在自动控制程序中设定,由计算机控制DS1267的设置。随后, Wheatstone电桥电路通过控制电桥顶端的2N60C控制器的功率来控制加热器的温度。如果加热器电阻过高,电路将降低输入功率,达到降低加热器温度的效果。电路的响应速度很快。标定结果表明,控制系统能够将每个加热器的温度控制在设定值的 ±0.5 ℃之内。
从加热器传入流体的热流密度 q″为
其中: q″h为供给加热器的热流密度, q″c为不直接与气泡传热相关的热流损失。例如,对于时而不时被蒸气覆盖的加热片,热损失近似等于沸腾周期中的最低测量值,即加热器向其表面上蒸气及其基座的散热量。对于始终被液体覆盖的加热片,热损失同样取最低测量值。
实验系统由一个盛满FC-72的矩形石英容器组成,加热器被安装在容器底部,如图4所示。使用FC-72作为工质是因为它不会损坏加热器。容器被密封,从而可以利用真空泵将容器内压力降至工质的蒸气压。利用高速CCD摄像机来观察气泡的运动,摄像机拍摄速度为1 000帧/s。同时,使用USB1616HS高速数据采集系统测量每个微加热器两端的电压降幅,从而获得热流密度的值, USB1616高速数据采集系统的采集速度为5 000次/(通道·s)。由于FC-72吸收了大量空气,必须使用真空泵多次对其进行脱气,必要时需要补充工质以保持液体充满容器。系统压力保持在接近饱和压力1 h或更长时间之后,通过压缩波纹管使得容器内压力升高,来获得需要的液体过冷度。利用控制USB1616数据采集系统的计算机来设定加热器的电阻,即与之对应的加热器温度。利用测得的每个加热器两端的电压值和已知的加热器阻值,计算每个加热器的传热量为
其中: A=100 mm ´ 100 mm为加热器面积; V表示电压。
数据采集控制程序首先启动摄像机,随后启动数据采集系统。通过对比一段时间内观察到的沸腾现象和测量到电压的对应关系,实现摄像机拍摄到气泡运动状态变化与数据采集系统测量到相应电压变化的时间差不超过1 ms。
本实验研究了3个加热器上核态沸腾气泡聚并过程中的气泡运动, 3个加热器组成一个直角边长0 .2 mm的等腰直角三角形,过热度为8 ℃。这3个加热器之间和周围的加热器也被加热,但是从热流密度的变化可以看到图1中2、 4、 8这3个加热器的热流密度更大,表明在这3个加热器上比周围其他的加热器更易产生气泡。其原因可能是由于控制器的微小差别使得它们的温度略高于其他的加热器,因此气泡更容易产生。20组这样的三角形排列的加热器组都被设定在45 ℃,液体温度为27 ℃, 压力为39 kPa。由于39 kPa下的饱和温度 Tsat为 37 ℃, 此时液体的过冷度为10 ℃, 壁面过热度为8 ℃。
图5展示了3个活跃的加热器上气泡的生成过程,其中包括许多气泡的生成、聚并和分离。在 4 ms时,加热器被一个相对较大的气泡覆盖,这个气泡停留在加热器表面上直到6 ms时,随后脱离表面并开始在液体池中上升。在此气泡上方,一个之前脱离的气泡也正在液体池中上升。7 ms时,这个气泡完全脱离,同时3个新的小气泡在这3个较活跃的加热器上分别形成并在9 ms时迅速聚并。此阶段的热流变化如图6所示。设定图6的时间与图5中气泡运动的时间相对应。图6中7 ms之前的低热流密度对应于气泡覆盖加热器。由于气泡的脱离和新气泡的成核, 7 ms时热流迅速增加到第一个热流峰值。这些气泡聚并之后,气泡上的不平衡作用力使得气泡在加热器上振荡,加热器表面不停地被液体润湿而后又被气泡覆盖,接触线频繁穿过加热器,导致加热器上频繁产生高热流密度,表现为图6中 10~25 ms热流密度曲线峰值不断振荡。许多研究者都认识到气泡聚并过程中气泡底部薄液层的蒸发会增加传热率,本研究中也观测到了气泡聚并过程中气泡之间微液层的迅速蒸发导致高热流密度,如图6所示。这与Qiu等[9]的观察结果不同,在其实验中没有观察到气泡融合过程中传热率的明显变化。24 ms时,加热器8上形成了一个新的气泡,这对加热器4上测得的热流密度值影响不大。由于加热器尺寸很小,新形成的气泡很快与原先较大的气泡聚并,聚并导致气泡形状振荡而界面间的表面张力使气泡趋于球形并润湿加热器4。在31 ms时,加热器4上形成一个新的气泡,如图5所示,此时图6出现热流峰值II, 达到65 W/cm2。随后,几个其他的小气泡形成并与这个气泡融合,直到45 ms时一个相当大的气泡在加热器上形成,导致图6所示的低热流密度。由于加热器表面气泡聚并的不规则运动和小气泡与大气泡的融合,聚并气泡的脱离频率不是固定的。大量的气泡形成和运动以及小气泡向大气泡的聚并有时会导致聚并气泡较长时间地停留在加热表面上,同时额外的流体运动加强了气泡与过冷液体间的对流换热。Bonjour等[8]同样观察到了聚并之后气泡脱离频率的降低,但并未详细描述其机理。
 | 图5 气泡聚并及新气泡的形成和聚并(所有加热器温度为45 ℃) |
 | 图6 加热器4的热流密度变化曲线(横轴所示时间与<xref ref-type="fig" rid="F5-1000-0054-54-2-240"><a anchor="figure">图5</a></xref>中的时间相对应) |
如图5所示,气泡从31 ms开始缓慢生长并在48 ms时脱离(气泡和它在表面上的倒影之间有非常小的接触区域),此时由于加热器被过冷液体再润湿,热流密度到达86 W/cm2, 如图6中的峰值III。此后, 51 ms时在加热器4上形成几个新的气泡,伴随一个小的热流密度峰值IV。这些气泡在53 ms时迅速聚并。由于加热器4被蒸气覆盖,使得热流密度在伴随液体排出的聚并过程中迅速下降,如图6所示。当气泡聚并发生在气泡形成一段时间后,由于气泡间薄液层的蒸发,可以观察到热流密度的峰值; 当聚并发生在气泡形成后1~2 ms之内时,由于迅猛生长的气泡将薄液层推离,此时热流密度不会升高,甚至有可能降低。
Golobic等[10]给出了关于不同生长速率气泡生长的类似机理,快速生长的气泡将过热液体从周围生长缓慢的气泡底部的过热壁面上推离。两种气泡底部液体的这种运动造成了一部分缓慢生长气泡底部区域热流密度的非对称下降。如图6所示, 53 ms 时聚并的气泡在58 ms时脱离,并造成了一个50 W/cm2热流密度的峰值V。图7显示的是加热器7在60~90 ms的热流密度数据,与图6中的时间相对应。图7中的热流峰值I对应于图6中65 ms时的核化热流峰值;图7中的热流密度峰值III对应于图6中的峰值VI, 随后在一个较长的时间段没有新的气泡产生。图7中的热流峰值II是由于加热器7上72 ms时新的气泡核化造成的,如图5所示,但此峰值并没有在图6中体现出来。图5显示气泡在73 ms时迅速聚并,而从图6和7中并没有观察到相应的热流密度峰值。这些结果再次表明,聚并使得液体在蒸发之前被快速推离。
 | 图7 合并过程中液体排出时加热器7的热流密度变化曲线 |
类比Rayleigh[12]的均相模型,快速聚并导致液体排出而产生热流峰值的现象可以用一个非均匀气泡生长模型来模拟。该模型假设在惯性控制的生长期内,气泡起初沿壁面迅速生长为一个半球。在这一阶段,气泡半径由Rayleigh气泡生长方程给出,
其中: Tw为壁面温度,
随着惯性控制的气泡生长速度的减慢,气泡生长逐渐进入传热控制的生长期。在此期间。气泡生长可以用一个类似Mikic和Rohsenow[13]模型的模型来描述。该模型假设气泡的等待时间是低壁面过热度条件下液层加热的特征时间,但是本实验所采用的高壁面过热度使得前一个气泡脱离后,新的气泡迅速产生,因此等待时间并不是特征加热时间。本文中的模型使用与以往研究相同的假设,即假设气泡上方被加热的液体层连同气泡界面一起运动,并且由于流体对流引起的热量传递可以忽略。此模型同时还假定脱离的气泡被与受热壁面相邻的水平液体层所取代。假定液体层被加热的时间是平均脱离时间, td, 而不是Mikic和Rohsenow模型中的平均等待时间。此时,传热控制的生长期内气泡半径的估算公式为
其中:
其中,
令两种气泡直径相等,可以估算由惯性控制生长期向传热控制生长期的过渡时间,
式(2)中分母的第2项很小,在大多数情况下可以忽略。在FC-72液体过冷度为10 ℃, 壁面过热度为8 ℃的工况下,利用式(2)可以得出其过渡时间小于0.1 ms。实验观测到的过渡时间约为1 ms, 远大于上述计算所得的过渡时间,气泡聚并期间热流密度几乎没有增加。在气泡形成超过1~2 ms后,由于聚并气泡下方滞止的液体层的影响,聚并过程中传热大大增加。
定义无量纲参数——聚并数 Ncoal, 来关联不同气泡生长期的气泡半径:
其中, tcoal为聚并时间。简单起见,此处忽略了式(1)中中括号内的第2项和式(2)中分母的第2项。式(3)可以进一步简化为
在本文的实验条件下,通过实验观测气泡聚并过程中热流是否增加,可以得到从惯性控制生长(聚并后热流密度降低)到热控制生长(聚并后热流密度升高)所对应的 tcoal约等于1 ms。相应地,从惯性控制生长期到传热控制生长期过渡的聚并数约为0 .2。
若 Ncoal >0 .2, 气泡生长直到聚并受惯性控制,且聚并发生迅速,热流密度增加很少或没有增加。快速生长的气泡使得液体层瓦解,并将气泡间的液体从聚并气泡和生长气泡中推离。
若 Ncoal <0 .2, 聚并之前的气泡生长受传热控制,聚并发生在气泡形成后一段较长的时间内。这种情况下气泡更趋向于球形,而不是半球形,聚并气泡下方会粘滞一层液体,这层液体在聚并过程中蒸发,从而导致很高的传热率。
过冷池沸腾中的气泡聚并现象会导致明显的气泡运动,从而引起液体的运动,并使得气泡下方壁面的上热流密度急剧变化,这种热流密度的变化远大于沸腾过程中没有聚并时的情形。本文通过实验研究表明:
1) 气泡聚并过程中会形成许多很高的热流密度峰值,远高于只有单气泡沸腾时的情形。与仅有单气泡沸腾的情形相比,气泡聚并过程中气泡运动导致受热壁面更加频繁地再润湿,大量的热流密度高峰增加了过冷池沸腾过程中的总传热量。然而,实验观测发现,只有在气泡形成较长时间后发生的聚并才能使热流密度增加。当聚并发生在气泡形成后1 ~2 ms时,气泡之间表面的热流密度不升反降。聚并数 Ncoal <0 .2时会发生这种现象。对气泡生长机理的分析表明,没有导致热流密度增加的快速聚并可以归因于气泡生长仍处于惯性生长期。对于缓慢生长的气泡,当达到聚并时气泡的生长已经处于传热控制的生长期,这使得气泡更趋于球形而不是快速生长时呈现的半球形。缓慢生长的气泡会在气泡之间滞留一个液体层,随后液体层蒸发使得热流密度增加。
2) 聚并后加热器表面上气泡的显著振荡会导致加热器表面的频繁地再润湿,这使得气泡与其附近其他气泡聚并的可能性增大。气泡脱离或缓慢聚并期间非常高的热流密度表明,此时从过热液体向壁面的瞬态热传导是整个沸腾周期内最重要的传热机理。气泡形成过程中的热流密度也很高,但仍低于气泡脱离时的热流密度。伴随聚并而增强的气泡运动通常会导致在一段时间出现高热流密度,从而使得平均传热率显著增加。气泡的脱离和形成都会造成短暂而尖锐的热流峰值。在壁面过热度为8 ℃、 液体过冷度为10 ℃的条件下,气泡脱离过程中的热流密度达到86 W/cm2。缓慢聚并期间热流密度达到65 W/cm2, 略高于气泡形成时的热流密度,其持续时间非常短暂。
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