張海松 朱鑫杰 朱兵國 徐進良 劉歡

(華北電力大學(xué)能源動力與機械工程學(xué)院, 低品位能源多相流與傳熱北京市重點實驗室, 北京102206)

(2019 年 10 月 8日收到; 2019 年 12 月 5日收到修改稿)

基于單相流體的概念, 超臨界流體的異常傳熱行為已經(jīng)被研究很多年了, 但是關(guān)于其流動傳熱機理仍沒有統(tǒng)一的認識. 本文通過理論分析和實驗研究了超臨界二氧化碳在豎直管內(nèi)向上流動過程中, 浮升力和流動加速效應(yīng)對其流動結(jié)構(gòu)和傳熱過程的影響. 結(jié)果表明, 沒有確鑿的實驗證據(jù)表明超臨界流體的異常傳熱行為是浮升力和流動加速直接導(dǎo)致的, 存在的估計浮升力和流動加速效應(yīng)準則均是在常物性流體的基礎(chǔ)上, 做了大量假設(shè)得出的, 不同的研究者采用浮升力和流動加速準則分析超臨界流體的傳熱惡化得出的結(jié)論不一致.最后, 基于擬沸騰理論分析超臨界流體的傳熱惡化過程, 提出超臨界沸騰數(shù)區(qū)分了超臨界流體正常傳熱與惡化傳熱的轉(zhuǎn)換邊界, 為超臨界流體流動傳熱研究提供新思路, 超臨界沸騰數(shù)對建立用于不同技術(shù)的超臨界流體動力循環(huán)的最佳運行條件具有重要意義.

1 引言

以超臨界流體為工作媒介的能量循環(huán), 在熱力循環(huán)效率、能量容量、安全性和經(jīng)濟性以及使用性能等方面具有很大的提高潛力, 因此, 被廣泛地應(yīng)用于工業(yè)領(lǐng)域中[1]. 最近, Xu等[2]提出了一個1000 MWe S-CO2的發(fā)電設(shè)計方案, 主蒸汽參數(shù)為 620 ℃/30 MPa, 功率效率可達到 48.37%, 這優(yōu)于以超臨界水為工作媒介的水蒸氣朗肯循環(huán). 毫無疑問, 這些新系統(tǒng)的設(shè)計和優(yōu)化都需要深入地了解S-CO2獨特的熱工水力特性, 尤其是一定條件下發(fā)生的傳熱惡化現(xiàn)象[3].

較早發(fā)現(xiàn)超臨界流體傳熱危機現(xiàn)象的是Shiralkar和Griffith[4], 他們在豎直光管中發(fā)現(xiàn)熱流密度高于一定值后, 加熱壁面壁溫會突然升高至 863 K, 并且熱流密度越高, 壁溫峰值越大. 此后, 各國學(xué)者對超臨界流體的傳熱惡化現(xiàn)象展開了研究, 主要包括 H2O, CO2及有機工質(zhì)等流體, 并提出了諸多傳熱惡化的發(fā)生機理和預(yù)測傳熱惡化發(fā)生模型[5?16]. Bourke等[5]通過對超臨界二氧化碳傳熱實驗研究發(fā)現(xiàn), 高熱流密度下, 傳熱惡化僅發(fā)生在向上流動過程中, 認為傳熱惡化是由浮升力引起. Bae[6]通過實驗發(fā)現(xiàn)向下和向上流動加熱過程中均存在傳熱惡化現(xiàn)象, 向下流動惡化程度要比向上惡化程度低. Brassington和Cairns[7]對超臨界氦進行了研究, 發(fā)現(xiàn)對于向上流動, 可以用浮升力誘導(dǎo)傳熱惡化很好地解釋, 但是一些壁面峰值沒有出現(xiàn)在臨界點附近, 認為浮升力并不是唯一的影響因素. Hall和 Jackson[8]根據(jù)常物性的假設(shè), 結(jié)合自然對流與強制對流解釋了超臨界流體局部傳熱惡化現(xiàn)象, 認為浮升力是導(dǎo)致惡化的原因, 并提出了一個可以預(yù)測傳熱惡化發(fā)生的理論模型.Mceligot等[9]提出了一個無量綱參數(shù), 描述了由于加熱而產(chǎn)生的流動加速度的影響. Liu等[10]通過理論分析和實驗研究了浮力和加速度對混合對流的影響, 并發(fā)展了估計浮升力和流動加速效應(yīng)的新準則. Huang等[11]回顧了公開文獻中的浮升力和流動加速準則, 發(fā)現(xiàn)存在的區(qū)分強制對流和混合對流的準則估算與實驗數(shù)據(jù)有較大的差異, 不同研究者采用相同的準則得到的臨界值不一致. 除此之外,有研究者發(fā)現(xiàn)浮升力準則臨界值還與流體流動方向、工質(zhì)種類有關(guān)[12]. 從公開的文獻來看, 缺少確鑿的實驗證據(jù), 證明超臨界流體傳熱惡化發(fā)生時,浮升力或流動加速是直接原因, 研究者僅僅通過流動方向和常物性假設(shè)去解釋超臨界流體傳熱異常行為, 認為浮升力或流動加速是導(dǎo)致超臨界流體傳熱惡化的原因, 得出的結(jié)論僅在各自的實驗范圍內(nèi)適用性較好, 這些無量綱準則不具有通用性. 除此之外, 研究者進行實驗和理論研究時, 可能忽略了一些因素, 導(dǎo)致不同研究者得出了不同的結(jié)論[13?17].近年來, 超臨界流體的單相概念不斷受到物理學(xué)家的質(zhì)疑, 2010年Simeoni等[18]通過非彈性X射線散射和超臨界氬分子動力學(xué)證明了Widom線(WL)可以將超臨界區(qū)域劃分為兩個不同的動力學(xué)機制:類汽和類液區(qū)域. 2013年, Gorelli等[19]通過分子動力學(xué)模擬表明, 超臨界狀態(tài)下的水可以通過WL劃分為類汽和類液兩個區(qū)域. 2015年, Banuti[20]采用擬沸騰概念解釋了超臨界流體跨越WL, 從類汽到類液轉(zhuǎn)變這一過程, 并給出了臨界點以上汽液共存的擬沸騰線, 這個轉(zhuǎn)變過程的WL和臨界點的汽液共存線類似.

本文研究了超臨界CO2在垂直向上流動過程中的流動傳熱特性, 檢查了浮升力和流動加速效應(yīng)對局部傳熱惡化的影響, 工況參數(shù)范圍為: 管子內(nèi)徑din= 8 mm, 質(zhì)量流速G= 100—1500 kg/(m2·s),熱流密度qw= 20—400 kW/m2, 進口壓力Pin=8.220—20.822 MPa. 最后, 根據(jù)實驗結(jié)果, 依據(jù)擬沸騰理論對超臨界流體的惡化進行解釋和研究, 為超臨界布雷頓循環(huán)設(shè)計及優(yōu)化提供理論依據(jù)和參考.

2 實驗系統(tǒng)和數(shù)據(jù)處理

實驗系統(tǒng)裝置如圖1所示, 實驗回路主要包括主循環(huán)回路系統(tǒng)、冷卻水循環(huán)系統(tǒng)以及二氧化碳充液回收系統(tǒng), 實驗系統(tǒng)設(shè)計壓力和溫度分別為30 MPa和 500 ℃. 實驗所使用的工質(zhì)為純度高于99.0%的工業(yè)CO2, 工質(zhì)從高壓泵出來分為兩路:一路流過緩沖罐, 用以平衡系統(tǒng)的流量和壓力脈動, 然后進入預(yù)熱器并加熱到實驗所需要的入口溫度, 最后工質(zhì)流入實驗段; 另一路在實驗過程中作為旁路調(diào)節(jié), 可以結(jié)合高壓泵對實驗流量進行精確的調(diào)節(jié), 壓力通過背壓閥進行調(diào)節(jié), 其中電加熱系統(tǒng)采用低壓大電流通過不銹鋼管本身的電阻直接發(fā)熱, 通過連續(xù)調(diào)節(jié)電壓, 實現(xiàn)電加熱功率連續(xù)改變, 整個系統(tǒng)的最大加熱功率為 160 kW. 實驗中涉及到的主要儀器及相關(guān)參數(shù)的不確定度如表1所列.

表1 測量儀器的精度和范圍Table 1. Accuracies and ranges of measuring instruments.

式中Pe為電加熱功率;h為熱平衡效率, 熱平衡效率的定義為實驗段達到穩(wěn)態(tài)熱平衡時, 流過整個加熱段流體的焓升與電加熱功率的比值,

其中m為質(zhì)量流量;ib,out和ib,in分別為流體的出口和進口溫度對應(yīng)的焓值, 這兩個值分別通過NIST物性軟件查得;U和I分別為電壓和電流.給定入口溫度和質(zhì)量流速, 假設(shè)主流焓升沿加熱段軸向線性增加, 根據(jù)能量守恒, 可計算任意軸向位置的流體主流焓值:

圖2 實驗段Fig. 2. Vertically positioned test tube.

垂直光滑圓管內(nèi)壁溫可簡化為具有內(nèi)熱源的一維穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱問題, 圓柱坐標下的導(dǎo)熱微分方程描述為

式中j為內(nèi)熱源,lw為壁面導(dǎo)熱系數(shù). 給定邊界條件:r=R,t=tw,o, dt/dr= 0, 求解得

式中din和dout分別為管子的內(nèi)、外徑;qw為表面熱流密度;tw,i和tw,o分別為管子的內(nèi)、外壁溫. 實驗段內(nèi)表面熱流密度可由下式計算:

3 浮升力和加速度理論分析

3.1 浮力對流動結(jié)構(gòu)和湍流輸運的理論分析

考慮一半徑為R的充分發(fā)展圓管管道內(nèi)流動,二維坐標系下的簡單流動幾何模型如圖3所示. 對動量方程從壁面到通道中心積分有

式中右邊第一項是流體受熱膨脹引起的加速項, 第二項是壁面產(chǎn)生的剪切力項, 第三項是流體剪切力項, 最后一項是由于密度差引起的浮升力項. 因此,對于豎直管道中向上流動的單相流體, 任意位置y處的剪切力可以表達為

其中dBu和dAc分別為與浮升力和流動加速有關(guān)的厚度, 從(9)式可以看出, 浮升力和流動加速總是使剪切力趨于減小. 為了得到方程(9)的解, 將任意位置的剪應(yīng)力積分:邊界條件為時則可得圓管內(nèi)的圓柱形流體元的力平衡:

圖3 圓管中簡單的二維流動幾何模型Fig. 3. Vertically positioned test tube.

代入 (10)式, 可得

其中

Bu為浮升力參數(shù), 表征了浮升力與壁面剪切應(yīng)力的相對大小, 決定了右側(cè)第二項的重要性. 如果Bu, 浮力的影響可以忽略不計; 當Bu足夠大時, 剪切力分布會發(fā)生改變, 在極端情況下, 剪切力會變?yōu)樨撝?

3.2 流動加速度對流動結(jié)構(gòu)和湍流輸運的理論分析

當流體接收到壁面的熱量后, 由于熱膨脹會使流體產(chǎn)生加速效應(yīng), 考慮物性劇烈變化的單相流體沿x軸豎直向上流動, 應(yīng)用能量和質(zhì)量守恒及與溫度相關(guān)的流體性質(zhì), 假設(shè)流體的密度變化主要是由軸向溫度變化引起的, 密度沿流動方向的變化可以表示為

定義無量綱量r*=r/rpc,X=x/din,rpc為擬臨界溫度對應(yīng)的密度, 則方程(15)變?yōu)?/p>

式中的b為膨脹系數(shù),cP為定壓比熱. 管內(nèi)流動過程中的任意橫截面均滿足質(zhì)量守恒, 這里r和u存在如下關(guān)系:

定義無量綱速度為

其中du/dx的值可以通過流體的膨脹率估計, 應(yīng)用理想氣體假設(shè)和能量守恒、質(zhì)量守恒定律, 可以近似得到

因此, 在邊界層區(qū)域, 由于低密度層的存在,壁面附近流體的速度比核心區(qū)流體的速度低, 因此, 主流流體加速度產(chǎn)生一個壓力梯度, 該壓力梯度均勻作用于邊界層, 由于密度梯度發(fā)生變化, 導(dǎo)致速度梯度發(fā)生變化, 最終改變了近壁面剪切力分布. 為了估計流動加速對剪切力的改變, 忽略浮升力的影響, 因此, 可以得到類似上述浮升力的無量綱表達式

這里

(20)式右側(cè)第二項的重要性將由Ac決定,Ac為流動加速參數(shù), 表示流動加速度和壁面切應(yīng)力的相對大小, 當Ac時, 流動加速效應(yīng)可以被忽略. 實際上, 由于熱膨脹使流體加速導(dǎo)致湍流邊界層的“分層”現(xiàn)象, 對超臨界流體的傳熱過程有著重要意義, 但是沒有引起足夠的重視.

公開文獻中用來估計浮升力和流動加速對剪切力改變的準則均做了大量假設(shè), 大都是分別考慮了浮升力和加速效應(yīng), 實際上, 浮升力和加速效應(yīng)總是同時存在的. 對 (10) 式變形, 并無量綱化, 可以得到一個同時包含浮生力項和流動加速項的無量綱方程:

從以上推導(dǎo)來看, 得到的準則均是無量綱準則, 這些準則僅在某些情況下近似滿足假設(shè)條件,并且都假定了壁面剪應(yīng)力與切應(yīng)力之間的一般關(guān)系. 事實上, 當傳熱惡化發(fā)生時, 并沒有確鑿的實驗證據(jù)表明浮升力和流動加速效應(yīng)是直接原因, 這些假設(shè)與實際情況偏離較大. 從公開的文獻來看,不同的研究者得出的結(jié)論也不一致. 除此之外, 這些模型均在“兩區(qū)”模型的假設(shè)基礎(chǔ)上進行理論分析, 這需要一個合理的特征溫度, 但是“兩區(qū)”模型并不是總是成立的, 模型的有效性很大程度上取決于壁面熱流密度的水平. 本文選取兩個典型準則即浮升力準則[8]和流動加速準則[9], 通過實驗數(shù)據(jù)檢驗存在的經(jīng)典準則的適用性, 即:

式中的Gr為格拉曉夫數(shù),Re為雷諾數(shù).

4 實驗結(jié)果及討論

4.1 局部壁溫Tw,in, Bu, Ac隨主流焓值ib的分布

不同質(zhì)量流速下的Tw,in,Bu以及Ac隨主流焓值分布, 如圖4—圖6所示, 所有傳熱惡化均發(fā)生在主流溫度Tb

當質(zhì)量流速為700 kg/(m2·s)的某一熱流密度下時(如圖5(a)所示), 惡化與Bu和Ac準則不存在一定的對應(yīng)關(guān)系. 隨著質(zhì)量流速進一步增大到1000 kg/(m2·s), 發(fā)現(xiàn)Ac數(shù)的最大值與壁面溫度最值發(fā)生了對應(yīng)關(guān)系, 浮升力完全不能預(yù)測惡化起始點的發(fā)生, 如圖5(b) 所示. 因此, 有研究者認為流動加速是導(dǎo)致傳熱惡化的主要原因[15], 實際上,這個準則大小僅與流體的主流溫度有關(guān), 對于大質(zhì)量流速, 當流體主流溫度在擬臨界點附近時,Ac數(shù)通常就會達到最大值.

圖4 局部壁溫 Tw,in, Bu, Ac 隨主流焓值 ib的分布關(guān)系(a) P = 8.220 MPa, G = 200 kg/(m2·s), qw = 60 kW/m2,(b) P = 8.220 MPa, G = 520 kg/(m2·s), qw = 42 kW/m2Fig. 4. Local inner wall (Tw, in), Bu, Ac distributions with bulk fluid enthalpy (ib): (a) P = 8.220 MPa,G =200 kg/(m2·s), qw = 60 kW/m2, (b) P = 8.220 MPa, G =520 kg/(m2·s), qw = 42 kW/m2.

圖5 局部壁溫 Tw,in, Bu, Ac 隨主流焓值 ib 的分布關(guān)系(a) P = 8.220 MPa, G = 700 kg/(m2·s), qw = 245 kW/m2,(b) P = 8.220 MPa, G = 1000 kg/(m2·s), qw = 245 kW/m2Fig. 5. Local inner wall (Tw, in), Bu, Ac distributions with bulk fluid enthalpy (ib): (a) P = 8.220 MPa,G =700 kg/(m2·s), qw = 245 kW/m2, (b) P = 8.220 MPa, G =1000 kg/(m2·s), qw = 245 kW/m2.

圖6 給出了不同質(zhì)量流速下的壁溫、Bu和Ac隨焓值分布, 其中▲和□分別對應(yīng)質(zhì)量流速為1500和 1250 kg/(m2·s). 圖6(a)給出了兩者在相同壓力不同熱流密度下的壁溫分布, 質(zhì)量流速為1500 kg/(m2·s)在靠近擬臨界區(qū)發(fā)生了局部惡化,壁面溫度出現(xiàn)峰值, 然后傳熱恢復(fù), 其中a為壁溫惡化起始點, b為壁溫惡化完全恢復(fù)點; 質(zhì)量流速為 1250 kg/(m2·s)為非惡化工況, 壁面溫度光滑、連續(xù)地上升, a'點、b'點分別為與 1500 kg/(m2·s)質(zhì)量流速相同主流溫度下對應(yīng)的特征壁溫. 兩個質(zhì)量流速下的浮升力準則值沿主流溫度分布如圖6(b)所示, 相同的主流溫度下正常傳熱的Bu值始終大于惡化傳熱, 在惡化起始點處, 大質(zhì)量流速的Bu值是小質(zhì)量流速的二倍, 根據(jù)Hall和Jackson[8]的理論, 此時浮升力對大質(zhì)量流速的剪切力改變要大于小質(zhì)量流速剪切力的改變, 傳熱惡化應(yīng)該更嚴重, 但是結(jié)果恰恰相反. 流動加速的影響如圖6(c)所示,Ac在靠近擬臨界焓值附近同時達到了最大值, 整個過程二者在數(shù)值上并沒有大的差距, 尤其是質(zhì)量流速為1500 kg/(m2·s)惡化起始點對應(yīng)的主流溫度下, 二者的Ac分別為 2.26 × 10–11和2.15 × 10–11, 質(zhì)量流速為 1500 kg/(m2·s)稍大一點, 但是不足以構(gòu)成不同尋常傳熱行為的決定因素.

Kurganov和Kaptilnyi[17]在相對較大的質(zhì)量流速的實驗研究過程中也發(fā)現(xiàn)了Hall和Jackson[8]的浮升力模型不適用, 但是他們認為該浮升力模型假定在y+= 30時,t/tw< 0.9, 浮升力和加速度的影響是明顯的, 這過高地估計了壁面熱流密度,作者認為t/tw< 0.97 是合理的. 實際上, 在大質(zhì)量流速下, 管道橫截面依然會出現(xiàn)較大的密度梯度. 圖7給出了所有數(shù)據(jù)的Gr和Re2.7的分布關(guān)系, □代表惡化傳熱, ▲代表正常傳熱. Hall和Jackson[8]認為當Gr>Re2.7時, 浮升力會減小剪切力可能會導(dǎo)致傳熱發(fā)生惡化, 并從理論推導(dǎo)出一個臨界值 1 × 10–5. 從圖7 可以看出, 這個臨界值并不適用于所有數(shù)據(jù), 僅憑Gr和Re2.7的相對大小不能區(qū)分出正常和惡化. 除此之外, 正常傳熱和惡化傳熱也難以區(qū)分, 這在其他的文獻也被報道過[21].

圖6 不同質(zhì)量流速下 (a)局部壁溫 Tw,in, (b) Bu, (c) Ac隨主流焓值 ib的分布 (NHT, 正常傳熱; HTD, 惡化傳熱)Fig. 6. (a) Local inner wall Tw, in, (b) Bu, (c) Ac distributions with bulk fluid enthalpy ib (NHT, normal heat transfer; HTD, heat transfer deterioration).

圖7 不同質(zhì)量流速下的 Gr 和 Re2.7 分布關(guān)系Fig. 7. Gr and Re2.7 distribution at different mass flow rates.

4.2 擬沸騰理論和擬沸騰數(shù)決定傳熱過程

將超臨界傳熱類比為亞臨界壓力下的過冷沸騰, 對于亞臨界沸騰過程, 氣泡在壁面上成核并生長, 這些氣泡脫離壁面與核心區(qū)的過冷液體融合并凝結(jié), 因此, 蒸汽不會在管道的核心區(qū)中積聚. 相反, 如果氣泡不離開壁面, 而是合并形成一個蒸汽層, 結(jié)果會導(dǎo)致相應(yīng)的壁面溫度急劇升高.Kandlikar[22]認為蒸汽層的形成與一個重要的無量綱參數(shù)K1有關(guān), 對于氣泡受到的蒸發(fā)動量與慣性力的大小由K1表征:

其中Bo為沸騰數(shù),Bo=qw/(Gifg),ifg為潛熱,rf和rg分布為液相密度和汽相密度. 對于給定工質(zhì)的密度比, 沸騰數(shù)對確定傳熱機理具有重要意義. 較大的K1值表示蒸汽充分膨脹, 使氣泡附著在壁上, 當氣泡的結(jié)合形成了一個蒸汽層, 導(dǎo)致壁面溫度的飛升, 稱為傳熱惡化. 現(xiàn)在我們類比亞臨界沸騰過程, 來處理超臨界流體的異常行為, 如圖8(a)和圖8(b)所示, 當壁面的溫度達到擬臨界溫度, 類汽流體首先在壁面附近產(chǎn)生, 并且類液態(tài)流體逐漸向類汽態(tài)流體轉(zhuǎn)變. 此時,K1數(shù)變成

對于亞臨界壓力下的沸騰,qw/ifg表示汽液界面上的蒸發(fā)質(zhì)量通量, 這個蒸發(fā)過程滿足汽、液平衡條件, 對于特定的工質(zhì), 潛熱ifg僅與壓力有關(guān).但是, 對于超臨界流體的類液與類汽轉(zhuǎn)化過程, 亞臨界下的潛熱的概念不再適用, 從類液到類汽的相變焓由?i量化, ?i被認為與擬臨界焓值ipc有關(guān),因此, 在WL上的由類液態(tài)向類汽態(tài)轉(zhuǎn)變的蒸發(fā)通量可以由qw/kipc來衡量, 為了方便計算,K1數(shù)最后變成

K1值的大小代表壁面蒸汽層的膨脹力與慣性力對比, 其中qw/Gipc為超臨界沸騰數(shù)(SBO)數(shù)或擬沸騰數(shù),ipc為給定壓力下的擬臨界焓值. 根據(jù)Banuti[20]的擬沸騰理論, 超臨界流體跨過“相變點”吸收的能量, 不僅用于克服分子間的引力, 而且還要提供流體本身溫度的升高, 擬沸騰溫度隨著壓力升高而增大, 而ipc是流體本身的物理屬性,隨著壓力增大而增大, 也就是擬沸騰相變焓隨著壓力增大而增大, 這與Banuti[20]的擬沸騰理論一致.

圖8 基于擬沸騰理論的超臨界流體徑向膨脹模型Fig. 8. Radial expansion model of supercritical fluids based on pseudo-boiling.

圖9 超臨界沸騰數(shù)區(qū)分兩個傳熱機制Fig. 9. Supercritical boiling number distinguishes the two regimes of heat transfer.

為了檢驗SBO數(shù)的有效性, 通過實驗獲得了8 mm管徑下大量S-CO2流動傳熱實驗數(shù)據(jù), 共89個工況, 參數(shù)范圍涵蓋100—1500 kg/(m2·s),qw= 20—400 kW/m2,pin= 8.220—20.822 MPa.這些數(shù)據(jù)對應(yīng)的壁溫惡化和SBO的分布關(guān)系如圖9所示, 其中紅色代表惡化工況, 黑色代表正常工況. 幾乎所有正常和惡化工況均可以通過5.204 ×10–4這一臨界值區(qū)分開. 圖中 A 點工況為 8 mm管徑下正常傳熱外壁溫隨ib的分布, 沒有明顯的壁面溫度飛升, 壁面溫度光滑分布, 其中SBO =3.685 × 0–4, 這個值小于臨界值, 而 B 點對應(yīng)的工況明顯壁面溫度飛升, 為惡化傳熱, 其中?T= 103 ℃為壁面溫度飛升值, 其中 SBO = 1.012 × 10–3, 這個值大于臨界值.

5 結(jié)論

采用傳統(tǒng)的單相流體概念對超臨界流體的流動傳熱過程進行研究已經(jīng)持續(xù)了近80年了, 這些研究大都是在常物性的基礎(chǔ)上, 做了大量假設(shè), 考慮浮升力和流動加速效應(yīng)對其流動傳熱的影響, 得出了大量的無量綱準則來判斷其發(fā)生傳熱惡化的起始點, 但是這些準則不具有通用性, 單相的理想流體概念很難處理超臨界流體的異常流動傳熱過程. 關(guān)于超臨界流體有關(guān)密度的相變過程一直都是爭議的焦點, 本文采用擬沸騰理論處理超臨界流體的異常流動傳熱過程, 通過類比超臨界壓力與亞臨界壓力之間的傳熱, 提出超臨界沸騰數(shù)SBO, 對于8 mm管徑超臨界二氧化碳從正常傳熱向惡化傳熱轉(zhuǎn)變的臨界值為 5.204 × 10–4, 在一定條件下,這個無量綱數(shù)表示低密度層膨脹引起的動量力與慣性力對比, 成功地采用擬沸騰數(shù)區(qū)分了超臨界二氧化碳正常傳熱和惡化傳熱的邊界, 為理解超臨界流體的流動傳熱機理開辟了新的途徑. 除此之外,我們后續(xù)的工作會繼續(xù)探討管徑對超臨界二氧化碳傳熱的影響, 關(guān)注超臨界狀態(tài)下類汽和類液相互轉(zhuǎn)變的微觀和宏觀過程的關(guān)聯(lián), 尤其是這種轉(zhuǎn)變過程中的相變焓如何確定, 我們將繼續(xù)采用分子動力學(xué)模擬對其進行研究.