李濟超，季璨，呂明明，王靜，劉志剛，李慧君

（1 齊魯工業(yè)大學（山東省科學院），山東省科學院能源研究所，山東濟南250014；2 華北電力大學能源動力與機械工程學院，河北保定071003）

引 言

近三十年來，電子產(chǎn)品朝著高功率、微型化、集成化趨勢發(fā)展，從而對其內(nèi)部散熱提出了更高的要求。隨著MEMS(microelectromechanical system)技術(shù)的飛速發(fā)展，微通道內(nèi)流動換熱成為研究熱點[1-5]。眾所周知，微通道換熱器面體比較大，具有較高的對流傳熱系數(shù)，可以滿足更高的散熱熱導(dǎo)率需求[6]。在微通道內(nèi)加工肋片，不僅可以增加換熱面積，而且可以增強流體的混合，可顯著提高換熱效果[7-8]。研究表明，在微通道內(nèi)增加微肋可以使得單相傳熱系數(shù)與沸騰時相當[9]。因此，研究微通道內(nèi)微肋柱體的繞流特性對于微小空間高效換熱具有十分重要的意義。

作為經(jīng)典的力學問題，圓柱繞流問題一直都是研究的熱點。圓柱繞流尾流區(qū)的流動特性主要取決于Re 和長徑 比[10]。Yang 等[11]和Henderson[12]關(guān)于無限長圓柱繞流的研究表明，當ReD≈45 時，尾流區(qū)從準穩(wěn)態(tài)向非穩(wěn)態(tài)過渡，此時出現(xiàn)漩渦脫落現(xiàn)象。Panton[13]研究了無限長圓柱尾流區(qū)的流型后得出，當Re 較低時回流區(qū)隨Re 的增加而增長，60～100 ＜ReD＜200 范圍內(nèi)出現(xiàn)漩渦脫落，且回流區(qū)長度隨Re增加而減短，200 ＜ReD＜400 時尾流區(qū)變?yōu)橥牧?，此時漩渦不穩(wěn)定。Fornberg[14]數(shù)值模擬了二維圓柱繞流，結(jié)果表明，當Re 增加到某一臨界值之前回流區(qū)長度隨Re的增加而增加，之后回流區(qū)長度減小且寬度增加。Green 等[15]運用實驗與模擬相結(jié)合的方法研究了低Re下圓柱尾流區(qū)的漩渦形成與脫落機制，發(fā)現(xiàn)黏性剪切力在尾流區(qū)過渡到不穩(wěn)定狀態(tài)的過程中起著至關(guān)重要的作用。Norberg[16]研究了不同長徑比圓柱的繞流，發(fā)現(xiàn)出現(xiàn)漩渦脫落的臨界Re隨長徑比的減小而增加，這是因為長徑比減小導(dǎo)致尾流的三維特性被限制，尾流的穩(wěn)定性提高，這與Williamson[17]和Law 等[18]的結(jié)論吻合。Zovatto 等[19]采用有限元方法研究了置于兩平板之間圓柱的繞流特性，結(jié)果顯示，當圓柱浸沒在壁面邊界層中時，壁面邊界層與圓柱剪切層的相互作用導(dǎo)致圓柱端部的漩渦脫落被抑制。喬永亮[20]采用數(shù)值模擬研究了有限長圓柱的繞流，結(jié)果顯示，在圓柱前靠近壁面附近出現(xiàn)了“馬蹄形”漩渦，在圓柱上部自由端也形成漩渦，圓柱后的漩渦結(jié)構(gòu)由于下洗流動而變得混亂。Armellini 等[21-22]研究了含有低長徑比柱體的通道內(nèi)的流動特性，發(fā)現(xiàn)邊界層中的漩渦破裂導(dǎo)致柱體上游的馬蹄形渦非周期性振動，初級漩渦與異相次級漩渦的共同作用導(dǎo)致漩渦脫落變得不規(guī)則。

以上研究均針對常規(guī)尺度下的單柱繞流，而微尺度流動與常規(guī)尺度流動差異較大[23-24]。Meis 等[25]采用二維數(shù)值模擬研究了具有不同漩渦發(fā)生器微通道內(nèi)的流動換熱特性，發(fā)現(xiàn)渦街強度隨阻流比的增加而增加。Jung 等[26]采用Micro-PIV 研究了長徑比為1.5 的微圓柱的繞流特性，得出漩渦脫落的臨界Re 為400，之后回流區(qū)長度減小。Wang 等[7]研究了單個微圓柱的流動換熱特性，分析了不同平面的速度場與湍動能場，發(fā)現(xiàn)換熱效果與湍動能密切相關(guān)，湍動能可以很好地衡量流體的混合程度，當尾流區(qū)不穩(wěn)定時，高湍動能區(qū)域會擴張且向微圓柱靠近。Xia 等[27]研究了不同形狀微肋陣內(nèi)流動換熱特性，分析了不同Re 下的速度場及渦量場，發(fā)現(xiàn)微肋陣的換熱效果及壓降與柱體后的尾流區(qū)具有很強的相關(guān)性。

綜上可知，目前對于單柱繞流的研究大多針對傳統(tǒng)尺度的柱體，關(guān)于微通道內(nèi)單柱繞流的研究較少，尤其是針對單個微柱尾流區(qū)結(jié)構(gòu)的研究還鮮有報道。因此，本文以去離子水為工質(zhì)，采用Micro-PIV 技術(shù)研究了微通道內(nèi)單個圓柱的繞流特性，分析了不同Re 下不同垂直高度流層的速度場、渦量場、湍流強度及尾流區(qū)的漩渦結(jié)構(gòu)，有助于揭示微通道內(nèi)微肋的強化換熱機理，對于微通道換熱器的優(yōu)化設(shè)計具有指導(dǎo)意義。

1 實驗系統(tǒng)與方法

1.1 實驗系統(tǒng)

圖1 實驗系統(tǒng)示意圖Fig.1 Schematic diagram of experimental system

實驗系統(tǒng)如圖1所示，由Micro-PIV 系統(tǒng)與流體循環(huán)系統(tǒng)組成。為保證實驗精度，整個實驗系統(tǒng)都在光學試驗臺上搭建。Micro-PIV 系統(tǒng)包括倒置顯微鏡(OLYMPUS-IX73)、Nd：YAG 激光器(YAG200-15-QTL)、CCD 相機(PowerView 4MP)以及激光脈沖同步器(610036)。本實驗采用放大倍數(shù)為4 倍的物鏡(Olympus)，數(shù)值孔徑為0.13。流體循環(huán)系統(tǒng)由微量注射泵、儲液罐和磁力攪拌器組成。

1.2 微通道實驗段

微通道采用透光性能好的PMMA 有機玻璃制作。由于微通道中單柱不易加工，因此微柱的材料選擇不銹鋼，實驗段剖面圖如圖2 所示。該實驗段由兩塊相同的PMMA 片鍵合而成，首先采用機械加工在底部的PMMA 上雕刻出微通道，并在微通道中心打出直徑為0.4 mm 的孔。然后在上部PMMA 片的中心打出相同直徑且貫穿整片PMMA 的圓孔，并在兩側(cè)加工出微通道的進口和出口。最后將兩片PMMA 鍵合，并將直徑為0.4 mm 的不銹鋼圓柱鑲嵌入中心的圓孔，這樣可以保證通道內(nèi)的微柱和微通道高度相同。微通道示意圖如圖3 所示，微通道的L=50 mm，W=2 mm，H=0.4 mm，在距離通道進口L1=25 mm 處有一D=0.4 mm、H1=0.4 mm 的圓柱。圓柱與微通道進口間有足夠的距離，可以確保圓柱處于流動的充分發(fā)展段。

1.3 實驗方法

圖2 實驗段剖面Fig.2 Schematic diagram of test section

圖3 微通道與微柱示意圖Fig.3 Schematic diagram of microchannel and microcylinder

將直徑為2 μm 的熒光粒子溶液與經(jīng)過脫氣處理的去離子水按一定比例混合，配制成濃度為0.3%的示蹤粒子溶液。然后將盛有示蹤粒子溶液的儲液罐置于磁力攪拌器上持續(xù)攪拌，保證示蹤粒子在溶液中均勻分布。示蹤粒子溶液經(jīng)微量注射泵驅(qū)動進入實驗段，從實驗段流出后回到儲液罐中。倒置顯微鏡結(jié)合CCD 相機將流經(jīng)實驗段溶液所含示蹤粒子的運動信息傳給計算機。

使用Insight4G 軟件通過同步器控制相機的曝光時間和兩束激光的時序。在拍攝圖像時根據(jù)流速選擇合理的拍攝時間間隔，每個工況拍攝300 組圖像。前處理過程中，為了減少焦平面外的粒子信息，提高計算精度，根據(jù)式(1)對圖像進行灰度變換，將每幅圖都減去所有圖像的平均值，然后將圖像做灰度增強變換。處理前后的示蹤粒子灰度圖如圖4所示，可以看到圖像經(jīng)過處理后，粒子的分辨率顯著提高。在計算速度場時首先將兩幅已知時間間隔Δt的圖像各自劃分成若干個查詢窗口，對兩幅圖中的取樣窗口進行互相關(guān)分析，互相關(guān)計算式如式(2)所示。由于尾流區(qū)粒子位移較小，而主流區(qū)粒子位移較大，因此選擇將查詢窗口從64×64 pixels遞歸到32×32 pixels，重疊度為50%，這樣可以滿足流場中不同區(qū)域流速差異較大時的測量，保證整體的計算精度。在后處理過程中將得到的速度場導(dǎo)入Tecplot計算所需的物理量。

圖4 示蹤粒子灰度圖像Fig.4 Gray scale image of tracer particles

式中，Ii(x,y)為第i 副圖像的灰度分布，N 為圖像的數(shù)目。

式中，a(x,y)和b(x,y)分別表示兩幅圖像中的灰度分布，m 和n 分別表示判讀域的橫縱坐標差值，通過互相關(guān)計算獲得R(m,n)取的最大值的位置，因而得到位移，將其除以時間Δt就得到速度矢量。

2 數(shù)據(jù)處理及誤差分析

2.1 數(shù)據(jù)處理

Reynolds數(shù)Re的計算式為

式中，ν為工質(zhì)的運動黏度，m2/s；D為圓柱的直徑，m；Uc為微柱所在位置處通流截面工質(zhì)的流速，m/s。

式中，qv為入口流量，m3/s；Ac為微柱所在位置處微通道通流截面面積，m2。

根據(jù)二維速度場(u,v)可以得到無量綱展向渦量Wz，計算式為

式中，U、V分別為無量綱順流速度與橫流速度。

式中，Uavg為微通道入口平均流速，m/s。

衡量流體混合程度的無量綱湍流強度的計算式為

式中，ustd、vstd分別為x、y 方向速度的標準差，m/s；實驗時每個流速對應(yīng)300 對圖像，因此N=300；ui、vi分別為每幅圖對應(yīng)的順流速度與橫流速度，m/s。

漩渦無量綱長度的計算式為

式中，Lvortex為圓柱后滯點與尾流區(qū)對稱軸上順流速度為0點之間的距離，m。

漩渦中心距圓柱后滯點的無量綱長度的計算式為

式中，Lvc為漩渦中心距圓柱后滯點的長度，m。

2.2 誤差分析

本實驗所使用儀器的精度為：微量注射泵的精度±0.35%，微通道深度加工精度為±8 μm，相對誤差為2%；微通道長度和寬度的加工精度為±10 μm，相對誤差為0.5%；激光脈沖同步器的時間分辨率為1 ns，實驗中最小時間間隔Δt 為1 μs，其相對誤差為0.1%；測得的速度場的誤差為4%；粒子濃度及跟隨性、曝光能量強弱及相機分辨率都會影響粒子圖像的信噪比以及后續(xù)圖像處理的誤差，這些誤差無法具體測量，在實驗時盡量規(guī)范操作并對粒子圖像進行前處理提高粒子信噪比，可以將誤差控制在允許范圍內(nèi)。通過根據(jù)相對誤差傳遞函數(shù)計算其他因變量的相對誤差

式中，xi為獨立的變量；Sxi為這些獨立變量的標準偏差。

根據(jù)式（15）計算得到的各參數(shù)的誤差，如表1所示。

表1 實驗參數(shù)的誤差Table 1 Uncertainties of measured parameters

3 結(jié)果與分析

本文對比分析了6＜Re＜300范圍內(nèi)，不同高度流層的速度、渦量、湍流強度的分布。

3.1 無量綱速度分布與流線

圖5 分別給出了Re 為10、100、200、300 時，高度分別為0.125H、0.25H、0.5H 處的微圓柱繞流無量綱速度U 分布。整個流場共分為三個區(qū)域，分別為尾流區(qū)、剪切層、主流區(qū)。尾流區(qū)流體速度較小且具有與主流方向相反的回流，緊貼尾流區(qū)的流體為從圓柱表面分離的剪切層，該層流體內(nèi)具有較大的速度梯度，剪切層外的流體為主流區(qū)。

主流區(qū)有兩股被加速的流體，且靠近剪切層的一小部分流體擁有整個流場中最大的速度，不同Re下無量綱速度U 的最大值為1.6，均出現(xiàn)在中間平面。對比同一高度不同Re 下的無量綱速度分布可以發(fā)現(xiàn)，隨著Re的增加這兩股被加速的流體延伸到圓柱下游更遠的位置，這是因為隨著Re 的增加，尾流區(qū)外的流體具有更高的動能，可以向下游移動更遠的距離。隨著Re 的增加，剪切層的寬度減小，這是因為Re的增加使得圓柱表面的邊界層減薄，從圓柱表面分離的自由剪切層的厚度也減薄。

受端部微通道壁面的影響，主流區(qū)沿高度方向具有速度梯度，由于黏性阻滯，越靠近微通道壁面，主流速度越低，尾流區(qū)外的速度場較為均勻。越靠近微通道壁面，被加速的流體所占的區(qū)域逐漸減小，當Re為10和100時，在高度為0.125H處，圓柱周圍已經(jīng)觀察不到這部分流體。對比同一Re 下不同高度的無量綱速度場可以發(fā)現(xiàn)，越靠近微通道壁面這部分流體向下游延伸的距離越短。這是因為靠近微通道壁面處，流體的動能較小，因此這部分流體較早地減速下來。

當Re＜10 時，流體繞流圓柱時黏性力占據(jù)主導(dǎo)地位，圓柱后面未觀察到明顯的尾流。隨著Re的增加，慣性力占的比重增加，負向壓力梯度與黏性力的共同作用使圓柱表面的邊界層分離。分離后的邊界層繼續(xù)向下游發(fā)展形成尾流區(qū)的外邊界與剪切層。此時圓柱后出現(xiàn)的封閉尾流區(qū)內(nèi)形成對稱、穩(wěn)定的附著渦。圓柱繞流邊界層分離示意圖如圖6所示，F(xiàn) 為前滯點，R 為后滯點。流體繞流圓柱時通流截面積先減小后增加，造成了流體動能和壓能的相互轉(zhuǎn)換。A 點之前的區(qū)域為順壓梯度區(qū)，該區(qū)域通流截面減小，流體的壓能轉(zhuǎn)換為動能，在此區(qū)域內(nèi)順壓梯度和外部勢流區(qū)的加速使得部分流體不斷地從主流區(qū)進入邊界層，層內(nèi)流體的動能得到補充，繼續(xù)保持向下游流動，因此邊界層內(nèi)流體不會出現(xiàn)停滯的現(xiàn)象。在A 點處主流速度達到最大，相應(yīng)流體的壓力也最小，在A點下游通流截面積增加，主流速度降低，壓力逐漸回升，為逆壓梯度區(qū)，這導(dǎo)致在A點下游產(chǎn)生了逆主流方向的壓強梯度力。此時外部勢流的減速和逆流向的壓力梯度使邊界層內(nèi)的流速降低，在黏性和逆壓梯度的共同作用下最終會出現(xiàn)圓柱壁面處速度梯度減為0，此后發(fā)生邊界層分離，產(chǎn)生與流動方向相反的回流，在圓柱后面形成尾流區(qū)。本研究中在Re=10 附近，第一次觀察到圓柱后出現(xiàn)穩(wěn)定的附著渦[圖5(a)]，因此本研究微圓柱繞流的第一臨界Re在10附近。隨著Re的增加，尾流區(qū)的長度和寬度都增加，漩渦所在的區(qū)域變大。Re=100 時，尾流區(qū)長度約為D，Re=300 時，尾流區(qū)長度增加到2.5D。Re 的增加，使得流體進入AR 段之后邊界層內(nèi)負壓梯度增加，流體質(zhì)點停滯點提前即邊界層分離點的位置逐漸遠離后滯點向A點靠近，因此尾流區(qū)的寬度增加。本文將圓柱后滯點和對稱軸上順流速度為0的點之間的距離定義為渦長，由圖5 可知，相同Re 下不同高度平面上的渦流長度差別較小。受到微通道壁面黏性力的影響，漩渦的對稱性和形貌不同。隨著流層遠離微通道壁面，壁面黏性力作用減弱，所在漩渦中心逐漸向下游推移。流體中添加了示蹤粒子，由于示蹤粒子的干擾及在通道底層的附著，也會造成漩渦的不對稱性。

圖5 不同Re下圓柱繞流無量綱時均速度U分布Fig.5 Time-averaged velocity field at different plane for different Re

圖6 圓柱繞流示意圖Fig.6 Schematic diagram of boundary layer separation for circular cylinder flow

在本文所研究的6＜Re＜300 范圍內(nèi)未觀察到漩渦脫落，而傳統(tǒng)尺度圓柱繞流漩渦脫落時的第二臨界Re 在45 左右，由此可知微圓柱繞流漩渦脫落較為滯后，這是因為微圓柱長徑比較低，上下通道壁面的限制作用使得尾流區(qū)更加穩(wěn)定，不容易出現(xiàn)漩渦脫落。

為進一步分析漩渦結(jié)構(gòu)，研究了不同Re下無量綱漩渦長度及漩渦中心的位置，如圖7 和圖8 所示。當Re＜30，漩渦增長較慢，一方面因為此時黏性力所占的比重較大，整個流場中速度比較均勻，漩渦外側(cè)的流體不能向漩渦外邊界流體補充更多的動能，另一方面是由于微通道及微圓柱表面相對粗糙度較高，圓柱表面邊界層內(nèi)及漩渦外側(cè)流體由于黏性阻滯而消耗的動能較大。在30＜Re＜300 范圍內(nèi)，漩渦長度與Re 呈線性關(guān)系，在此Re 范圍內(nèi)，圓柱表面邊界層較薄，速度梯度較大，因而自由剪切層內(nèi)速度梯度較大，漩渦外側(cè)流體與漩渦外邊界處流體速度差較大，可以為其提供更多的能量，使其向下游延伸得更遠。在10＜Re＜300 范圍內(nèi)，不同高度漩渦長度差別較小，這是因為尾流區(qū)漩渦較為穩(wěn)定。不同Re 下不同高度漩渦中心位置如圖8 所示，同一高度處隨著Re 的增加，漩渦逐漸被拉長，漩渦中心逐漸向下游移動。當Re＜45 時，不同高度處漩渦中心差別較小；當Re＞45，隨著遠離微通道壁面，漩渦中心逐漸向下游推移；當Re=300，不同高度處漩渦中心位置差別較大，此時尾流區(qū)較為不穩(wěn)定，逐漸向著漩渦脫落過渡。

圖7 不同Re下漩渦無量綱長度Fig.7 Dimensionless length of vortex at different Reynolds numbers

圖8 不同Re下漩渦中心位置Fig.8 Center location of vortex at different Reynolds numbers

圖9 不同Re下尾流區(qū)無量綱時均速度U分布Fig.9 Dimensionless time-averaged velocity distribution in wake at different Re

對比不同高度平面的尾流區(qū)附著渦，可以看到與靠近微通道壁面的漩渦相比，中間平面處的漩渦對稱性較差，這是因為越靠近微通道壁面黏性力的影響越顯著，尾流區(qū)的漩渦更加穩(wěn)定，對稱性較好。為進一步對比不同高度處的尾流區(qū)差異，分析了Re=10、100、200、300 時，不同高度尾流區(qū)對稱軸y/D=0 上的無量綱速度分布U，如圖9 所示。在相同的Re 下，不同高度處尾流區(qū)無量綱速度U 曲線的走勢大致相同，從圓柱后滯點開始，速度先增加，達到最大回流速度后逐漸減小。速度為0的點為回流區(qū)的后滯點，該點與圓柱后滯點之間的距離為回流區(qū)長度。在同一Re下，回流區(qū)內(nèi)的速度分布關(guān)于最大回流速度所在的位置對稱，且不同高度下的回流區(qū)長度相同。當Re=10，尾流區(qū)長度較短，靠近微通道壁面處最大回流速度略大于其他兩個高度處最大回流速度，如圖9(a)所示。當Re＜100，尾流區(qū)速度分布比較均勻，尾流區(qū)穩(wěn)定。當Re=200 時，尾流區(qū)內(nèi)三維效應(yīng)開始明顯，h=0.5H 與h=0.25H 處最大回流速度大于h=0.125H 處最大回流速度，且靠近微通道壁面處最大回流速度所在位置與其他兩個高度處也不相同，這是因為越靠近微通道壁面黏性力的影響越顯著，因此最大回流速度也較小。當Re=300時，尾流區(qū)內(nèi)的三維效應(yīng)更加明顯，不同高度處的最大回流速度均不相同，此時尾流區(qū)比較混亂。從Re=100 開始，隨著Re 的增加，不同高度下的最大無量綱回流速度開始增加，由此推斷最大回流速度也增加，這是因為Re 的增加使得負壓梯度增加，促進了流體的回流。而在Re=10 時，雖然圖中最大無量綱回流速度較大，但是由于黏性力所占比例較大，最大回流速度仍低于其他相對高Re 下的最大回流速度。對比同一高度不同Re 下的無量綱速度U 的分布可以看到，靠近微通道壁面處的尾流區(qū)無量綱回流速度變化較小，這是因為靠近微通道壁面處的回流區(qū)更加穩(wěn)定。

3.2 無量綱展向渦量分布

圖10 不同Re下圓柱繞流無量綱時均渦量Wz分布Fig.10 Dimensionless time-averaged vorticity field at different plane for different Re

Re 為10、100、200、300 時，高度分別為0.125H、0.25H、0.5H 處的微圓柱繞流無量綱渦量Wz分布如圖10 所示。在圓柱兩側(cè)出現(xiàn)了渦量集中分布的區(qū)域，這兩個區(qū)域的渦量強度相當，方向相反。從圓柱表面分離的邊界層向下游發(fā)展形成了自由剪切層，剪切層內(nèi)速度梯度較大，方向相反，因此在圓柱兩側(cè)分別出現(xiàn)了正負渦量。隨著剪切層向下游發(fā)展，由于黏性的作用導(dǎo)致渦量向周圍擴散，剪切層寬度增加，同時剪切層內(nèi)速度梯度減小，渦量減小。對比同一高度不同Re 下的無量綱渦量分布可以發(fā)現(xiàn)，當Re 從10 增加到300，無量綱渦量從3.5 增加到7.5，與此同時，高渦量區(qū)逐漸變窄，并且向下游延伸得更遠，可以看到當Re=10，僅在圓柱周圍有渦量，當Re=300，渦量已經(jīng)擴散到圓柱后3D。這與圖5 中的剪切層區(qū)域隨Re 的變化相吻合。因為隨著Re 的增加，主流速度增加，圓柱表面的邊界層減薄，渦量向垂直于主流方向的擴散受限，相反地，渦量向平行與主流方向的擴散能力增強。另一方面，隨著Re的增加，剪切層內(nèi)速度梯度增加，渦量增加，使得高渦量區(qū)向下游延伸的更遠。

圖11 不同Re下圓柱繞流無量綱湍流強度TI分布Fig.11 Dimensionless turbulence intensity field at different plane for different Re

對比同一Re下不同高度的無量綱渦量分布，發(fā)現(xiàn)中間平面具有整個流場中最大的渦量，越靠近微通道壁面渦量越小，這是由于黏性的影響，越靠近微通道壁面，外部勢流區(qū)速度越小。從圖5 中也可以看到，越靠近微通道壁面尾流區(qū)外的速度場越均勻。與此同時，在靠近微通道壁面處，主流速度較小，對渦量向垂直于主流方向擴散的限制較弱，渦量向下游擴散的能力減弱。因此越靠近微通道壁面，高渦量區(qū)向下游延伸的長度也越小。

3.3 無量綱湍流強度分布

湍流強度表征速度的脈動特性，可以很好地捕捉微圓柱繞流時的非穩(wěn)態(tài)特征，高湍流強度表明流體的混合程度較好，因而對比了Re 為10、100、200、300 時，高度分別為0.125H、0.25H、0.5H 處平面的微圓柱繞流無量綱湍流強度，如圖11所示。流體直接沖擊圓柱表面使得圓柱表面部分區(qū)域具有整個流場中最高的湍流強度。流體繞流圓柱時，動能和壓能的相互轉(zhuǎn)換以及圓柱表面邊界層的分離使得流體受到劇烈的擾動，圓柱周圍的流場具有較高的湍流強度，在該區(qū)域內(nèi)流體的混合較為劇烈。尾流區(qū)的湍流強度較小，這是因為尾流區(qū)內(nèi)流體的速度較小，而且在本實驗所研究的Re范圍內(nèi)尾流區(qū)較為穩(wěn)定。隨著Re 的增加，慣性力所占的比重增加，流動較為不穩(wěn)定，因此湍流強度增加，當Re=10 時，最高湍流強度為0.04，如圖11(c)所示；當Re=300時，湍流強度增加到0.2，如圖11(l)所示。隨著Re 的增加，高湍流強度區(qū)擴大，向下游延伸的更遠，當Re=300時，緊貼圓柱的高湍流強度區(qū)域擴張到距離圓柱后駐點3D 以后，這是因為隨著Re 的增加，尾流區(qū)外兩股被加速的流體向下游延伸得更遠（圖5）。與此同時，隨著Re的增加，尾流區(qū)的長度也增加，因此緊貼圓柱后的低湍流強度區(qū)域也在擴張。

對比同一Re下不同平面的湍流強度可以發(fā)現(xiàn)，越靠近微通道壁面，整體的湍流強度越低，圓柱周圍的高湍流強度區(qū)域越小，高湍流強度區(qū)向下游延伸的范圍也越小，這是因為越靠近微通道壁面黏性力的影響越顯著，流動越穩(wěn)定。隨著Re 的增加，不同平面高湍流強度的分布差異在逐漸減小，當Re=10，在h=0.125H 處只有緊貼圓柱周圍的少量區(qū)域內(nèi)湍流強度較高，在h=0.25H和h=0.5H處，在較大的區(qū)域內(nèi)湍流強度較高，如圖11(a)～(c)所示。當Re=200，在三個不同高度處，除尾流區(qū)外湍流強度都比較高。這與上述的當Re=200，尾流區(qū)三維效應(yīng)明顯相吻合。

4 結(jié) 論

本文實驗研究了微通道內(nèi)單個圓柱的繞流特性，分析了不同Re下距微通道壁面不同位置處的速度場、渦量場、湍流強度場以及漩渦結(jié)構(gòu)，得到的主要結(jié)論如下。

（1）微通道中圓柱繞流出現(xiàn)漩渦的第一臨界Re在10 左右，與常規(guī)尺度下圓柱繞流相比較為接近，但漩渦脫落比傳統(tǒng)尺度圓柱繞流滯后。

（2）漩渦的長度和寬度都隨著Re 的增加而增加，當Re＞45，遠離微通道壁面平面處漩渦中心向下游推移，但距微通道壁面不同高度平面處尾流區(qū)長度相同；速度分布關(guān)于最大回流速度所在的位置對稱，當Re＞200，尾流區(qū)三維效應(yīng)開始明顯。

（3）高渦量區(qū)出現(xiàn)在圓柱周圍，隨著Re的增加，高渦量區(qū)發(fā)展到下游更遠的位置，與此同時高渦量區(qū)變窄；越靠近微通道壁面渦量越小，向下游延伸的距離也減小。

（4）在圓柱周圍的部分區(qū)域內(nèi)湍流強度較高，隨著Re 的增加，湍流強度增加，且高湍流強度區(qū)域擴大；越靠近微通道壁面湍流強度越小，當Re＞200，不同高度流場的湍流強度差別較小，選擇合適的流速和微圓柱尺寸，使得Re＞200，可以更好地發(fā)揮微圓柱強化流體混合的效果。

符 號 說 明

A——微通道入口截面積，m2

Ac——圓柱所在位置的通流截面，m2

D——微圓柱的直徑，m

H——微通道的高度，m

L——微通道的長度，m

Lvc——漩渦中心距圓柱后滯點的距離，m

Lvortex——漩渦長度，m

L*——漩渦無量綱長度

L1——微圓柱與通道入口的距離，m

N——每個工況下拍的圖像數(shù)

Re——Reynolds數(shù)

TI——無量綱湍流強度

U——無量綱順流速度

Uavg——微通道入口速度，m/s

Uc——微通道通流截流速，m/s

u——順流速度，m/s

ustd——順流速度的標準差，m/s

V——無量綱橫流速度

v——橫流速度，m/s

vstd——橫流速度的標準差，m/s

W——微通道寬度，m

Wz——無量綱展向渦量

下角標

avg——平均

c——圓柱所在位置通流截面

std——標注差

vc——漩渦中心

vortex——漩渦

z——展向