楊延鋒，姜根山，于 淼

(1.華北電力大學(xué) 能源動力與機(jī)械工程學(xué)院，北京 102206； 2.華北電力大學(xué) 數(shù)理學(xué)院，北京 102206)

近年來，聲波(或振動)誘導(dǎo)振蕩流強(qiáng)化熱、質(zhì)傳輸過程的研究已受到廣泛的關(guān)注[1-3]。理論研究表明，聲波作用于物體或物體發(fā)生自激振動時(shí)，不論何種形式，物體周圍均可形成2種不同的流場成分[4-5]：(1) 依賴于激勵頻率的自由振蕩流；(2) 與時(shí)間無關(guān)的具有漩渦特性的穩(wěn)定聲流(或定常流)。這表明，聲波(或振動)誘導(dǎo)振蕩流對熱、質(zhì)傳輸速率的影響取決于這2種不同的流場特性。聲流的形成是由于聲波在固體聲學(xué)邊界層內(nèi)的熱黏性損耗而產(chǎn)生的時(shí)均凈流量，由雷諾應(yīng)力驅(qū)動，由此在聲學(xué)邊界層內(nèi)形成的聲流稱為內(nèi)渦流；而通過動量和渦量的傳遞，又可在聲學(xué)邊界層外誘導(dǎo)出尺度更大但強(qiáng)度較弱的外渦流[6]。聲流的存在可以破壞邊界層結(jié)構(gòu)，從而降低熱、質(zhì)的傳輸阻力。Gopinath等[7]理論分析了大流雷諾數(shù)條件下聲流對傳熱的影響，指出聲流強(qiáng)化傳熱的效果與頻率成反比，而與聲強(qiáng)成正比。對于聲流結(jié)構(gòu)的研究，Bahrani等[8]利用粒子圖像測速法(PIV技術(shù))可視化了振動圓柱外的聲流結(jié)構(gòu)，清晰呈現(xiàn)了內(nèi)渦流和外渦流。林同驥等[9]對同心圓柱間內(nèi)柱作小振幅(Re?1)振蕩誘導(dǎo)的穩(wěn)態(tài)漩渦流進(jìn)行了數(shù)值模擬，并通過實(shí)驗(yàn)可視化了穩(wěn)態(tài)渦流的結(jié)構(gòu)。然而，國內(nèi)外對聲流引起的熱對流問題還鮮有研究。因此，筆者建立了行波場中單換熱管外聲流強(qiáng)化傳熱的數(shù)值計(jì)算模型，試圖探究聲流對傳熱的影響機(jī)理。

在數(shù)值和實(shí)驗(yàn)研究方面，Gupta等[10]數(shù)值模擬了具有冪律分布的脈動流對加熱圓柱傳熱的影響，結(jié)果表明，在適當(dāng)?shù)乃俣确?、雷諾數(shù)和冪律指數(shù)條件下，脈動流可以增強(qiáng)流體的整體混合和傳熱過程。Molochnikov等[11]實(shí)驗(yàn)研究了加熱圓柱在脈動交叉流中的傳熱問題，得到圓柱體表面局部傳熱系數(shù)隨脈動頻率和幅值的分布規(guī)律，且傳熱效果隨著頻率和脈動雷諾數(shù)的增大而增強(qiáng)。姜波等[12]數(shù)值模擬了振動圓柱外的傳熱特性，發(fā)現(xiàn)振動圓柱傳熱效果隨著振動頻率和振幅的增大而增強(qiáng)。謝公南等[13]數(shù)值研究了漸擴(kuò)漸縮波紋管通道內(nèi)周期性脈動氣流引起的強(qiáng)化傳熱特性，發(fā)現(xiàn)傳熱系數(shù)隨著雷諾數(shù)Re、頻率f和壓力幅值prms的增大而增大。周國發(fā)等[14]對脈動流誘導(dǎo)換熱管振動的熱-流-固耦合強(qiáng)化傳熱機(jī)制進(jìn)行了數(shù)值研究。研究發(fā)現(xiàn)，強(qiáng)化傳熱強(qiáng)度隨脈動頻率的增大而加強(qiáng)，且近壁區(qū)域形成的內(nèi)渦微流加強(qiáng)了管壁附近流體的混合對流換熱。李國能等[15-16]實(shí)驗(yàn)研究了不同雷諾數(shù)、脈動頻率和壓力振幅的脈動流中平行圓柱體的對流換熱問題，發(fā)現(xiàn)相對努塞爾數(shù)與頻率、雷諾數(shù)成反比，與壓力幅值成正比。劉健華等[17]數(shù)值研究了管內(nèi)壁面振動對傳熱的影響，發(fā)現(xiàn)存在臨界振動頻率使傳熱效果最佳。

綜上所述，國內(nèi)外通過研究不同參數(shù)下圓柱進(jìn)行自激振動或脈動流橫掠圓柱時(shí)的傳熱特性發(fā)現(xiàn)：傳熱效果與雷諾數(shù)、壓力幅值等表征振蕩流強(qiáng)度的參數(shù)成正比；而與頻率的關(guān)系存在不確定性，如文獻(xiàn)[11]～文獻(xiàn)[14]與文獻(xiàn)[15]～文獻(xiàn)[16]得到了相反的結(jié)論。這是由于對穩(wěn)定聲流強(qiáng)化傳熱機(jī)理缺乏深入認(rèn)知，而頻率決定了穩(wěn)定聲流和自由振蕩流的相對強(qiáng)弱?；诖耍P者以某電廠630 MW鍋爐中屏式過熱器末級換熱管為研究對象，研究了不同參數(shù)聲波在換熱管周圍形成的穩(wěn)態(tài)聲流對傳熱效果的影響，這豐富了聲波強(qiáng)化熱、質(zhì)傳輸?shù)睦碚摶A(chǔ)。

1 物理模型與控制方程

1.1 幾何模型

圖1給出了某電廠630 MW鍋爐中屏式過熱器末級換熱管二維結(jié)構(gòu)示意圖。換熱管外徑為d=38.1 mm。如圖1所示，換熱管受到水平方向聲波的作用。

圖1 聲波作用換熱管示意圖Fig.1 Schematic diagram of acoustic wave action heat exchanger tube

1.2 控制方程

1.2.1 一階熱黏性方程

為了準(zhǔn)確捕捉換熱管外的聲學(xué)行為，需要耦合求解一階熱黏性方程。一階聲場通過耦合求解熱力學(xué)傳熱方程、運(yùn)動連續(xù)性方程和動量方程[18]來描述：

(1)

(2)

(3)

式中：λ為流體的導(dǎo)熱系數(shù)；T0為換熱管初始壁溫；T1為聲波在管壁附近熱黏性損耗引起的溫度變化；u1、p1分別為一階流體流速和壓力；ρ0為流體靜態(tài)密度；α為流體的熱膨脹系數(shù)；γ為比熱比；k為等熵壓縮率；μB為體積黏滯系數(shù)；μ為切變黏滯系數(shù)；cp為流體的比定壓熱容；t為作用時(shí)間。

以上一階場量是由激勵源引起的具有諧波依賴性的變量：

(4)

式中：ω1為激勵角頻率；p10、u10、ρ10和T10為一階場量的幅值;因子exp(-iω1t)表征流體對激勵聲場的響應(yīng)特性。

1.2.2 二階聲流控制方程

基于流體基本方程和傳熱方程，考慮小振幅(ε<1，其中ε=u10/(ω1d))的情況，利用Nyborg微擾法將流場變量展開到二階項(xiàng),可得到穩(wěn)態(tài)聲流的控制方程[18-19]：

(5)

ρ0?〈u2〉=-?·〈ρ1u1〉

(6)

ρ0cp〈u2〉?T2=?·〈λ?T2〉+Q

(7)

式中：〈〉表示對物理量在整個振蕩周期內(nèi)取時(shí)間平均；T2為由邊界條件給定的溫度；u2、p2分別為二階流體流速和壓力；Q為給定內(nèi)熱源，此處設(shè)定為恒定熱流。

由式(5)、式(6)可知，一階場量是驅(qū)動二階場量的源項(xiàng)。式(5)等號右邊的一階場量可視為驅(qū)動二階場量的體積力。式(6)等號右邊的一階場量為驅(qū)動二階場量的質(zhì)量源。式(7)表示穩(wěn)定聲流與溫度場的耦合熱動力學(xué)方程。

2 數(shù)值模型

2.1 模型建立

圖2給出了換熱管外一階場和二階場的數(shù)值計(jì)算模型。為盡量減小外邊界對換熱管外聲流的影響，設(shè)定計(jì)算域?yàn)檫呴LL=10d=381 mm的正方形。

(a) 一階場計(jì)算模型示意圖

(b) 二階聲流耦合溫度場的數(shù)值計(jì)算模型圖2 數(shù)值計(jì)算模型Fig.2 Numerical calculation model

圖2(a)給出了一階場計(jì)算域邊界條件：(1) 上、下側(cè)設(shè)定為對稱邊界；(2) 右側(cè)出口設(shè)置為PML邊界層，即聲波在右側(cè)被完全吸收；(3) 換熱管壁面為等溫?zé)o滑移條件，該邊界條件可在換熱管壁面附近形成熱黏性邊界層(即聲學(xué)邊界層)，這也是形成聲流的必要條件；(4) 左側(cè)給一個速度邊界作為激勵源在計(jì)算域內(nèi)形成平面行波場(見式(8))。

ubd=u0e-iω1t

(8)

式中：ubd為邊界激勵速度；u0為速度幅值。

根據(jù)式(8)的速度幅值，可折算為相應(yīng)的聲壓級SPL：

(9)

式中：Uref為參考質(zhì)點(diǎn)振動速度，取4.83×10-8m/s。

結(jié)合式(1)～式(4)，圖2(a)中的邊界條件可完整描述換熱管置于平面聲波場中誘導(dǎo)的流場特性。

圖2(b)給出了聲流影響傳熱的計(jì)算域邊界條件：(1) 換熱管壁設(shè)定為恒定熱耗率P0；(2) 四周邊界都設(shè)定為恒溫邊界T0。結(jié)合式(5)～式(7)，圖2(b)中的邊界條件可完整描述換熱管外二階聲流與不均勻溫度場的耦合關(guān)系。

2.2 網(wǎng)格劃分

圖3給出了換熱管附近的局部網(wǎng)格劃分結(jié)果。一階場在聲學(xué)邊界層內(nèi)的熱黏性損耗是形成換熱管外聲流的關(guān)鍵因素。因此，精確捕捉到聲學(xué)邊界層中的物理場信息是準(zhǔn)確模擬換熱管外穩(wěn)態(tài)聲流的重要條件。聲波在換熱管附近形成的熱邊界層厚度δth和黏性邊界層厚度δv[18]分別為：

(10)

式中：ω1為激勵角頻率，ω1=2πf，其中f為激勵頻率。

由式(10)可知，熱黏性邊界層厚度與激勵角頻率成反比。在1 200 ℃、標(biāo)準(zhǔn)大氣壓的空氣介質(zhì)中，頻率為10 Hz的聲波在換熱管壁面附近形成的熱邊界層厚度和黏性邊界層厚度分別為：δth=3.12 mm，δv=2.72 mm。由此可見，換熱管壁面附近需要非常精細(xì)的網(wǎng)格控制來捕捉聲學(xué)邊界層內(nèi)的物理現(xiàn)象。

圖3 換熱管局部網(wǎng)格Fig.3 Local grid for heat exchanger tubes

在空氣介質(zhì)中，普朗特?cái)?shù)Pr=(δv/δth)2<1，這表明熱耗散尺度要大于黏性耗散尺度。因此，以黏性邊界層厚度δv為基準(zhǔn)，在換熱管壁面附近生成第一層網(wǎng)格厚度為0.1δv、邊界層拉伸因子為1.115、邊界層數(shù)為12層的自由四邊形網(wǎng)格，以完全覆蓋聲學(xué)邊界層，而邊界層外生成自由三角形網(wǎng)格。通過加密聲學(xué)邊界層外三角形網(wǎng)格，當(dāng)模型計(jì)算域生成網(wǎng)格數(shù)大于37 724時(shí)，數(shù)值解趨于穩(wěn)定。

計(jì)算域內(nèi)選取1 200 ℃的空氣作為計(jì)算介質(zhì)，其主要參數(shù)見表1。

表1 介質(zhì)主要參數(shù)Tab.1 Main parameters of calculation medium

2.3 數(shù)值計(jì)算方法

基于有限元軟件COMSOL，采用分離時(shí)間尺度的數(shù)值方法實(shí)現(xiàn)了換熱管外穩(wěn)態(tài)聲流的精確模擬，并評估了不同參數(shù)下聲流對傳熱的影響。圖4給出了計(jì)算流程圖。

圖4中，首先通過熱黏性聲學(xué)頻域模塊求解滿足式(1)～式(4)的一階聲場。然后，將得到的一階場量時(shí)均值作為源項(xiàng)代入式(5)、式(6)中，并采用預(yù)定義的層流模塊求解滿足式(5)、式(6)的穩(wěn)態(tài)聲流控制方程，由此可計(jì)算出沒有耦合溫度場的聲流。最后，同樣將得到的一階場量作為輸入源，將預(yù)定義的層流模塊、傳熱模塊進(jìn)行耦合后，求解式(5)～式(7)，從而評估聲流對傳熱的影響。

圖4 計(jì)算流程圖Fig.4 Calculation flowchart

2.4 數(shù)值方法驗(yàn)證

為驗(yàn)證本文數(shù)值方法的可行性，圖5給出了圓柱處于駐波聲壓波節(jié)位置時(shí)，歸一化聲流速度的數(shù)值解與相應(yīng)解析解的對比曲線，其中θ為方位角。歸一化聲流速度U定義為徑向r上的聲流速度除以聲流速度最大值后得到的分布特征，U=u2/max(u2)。

(a) θ=0°

(b) θ=45°圖5 數(shù)值解與相應(yīng)解析解的對比Fig.5 Comparison of numerical solution and corresponding analytical

激勵頻率f=1 000 Hz，聲壓級為103 dB(速度幅值u0=0.01 m/s)。在滿足小振幅(ε?1)和聲波波長L?d的條件下，Lee等[20]給出了駐波聲場中二維圓柱體邊界層外聲流的解析解。Lee的解析解表明，當(dāng)圓柱體處于聲壓波節(jié)位置時(shí)，邊界層外的聲流結(jié)構(gòu)關(guān)于圓柱呈軸對稱均勻分布。

由圖5可知，采用分離時(shí)間尺度得到的數(shù)值解與相應(yīng)的解析解基本一致，這表明該數(shù)值方法可用于計(jì)算換熱管外的穩(wěn)態(tài)聲流。觀察圖5可知，在靠近管壁一定距離(r=0～15 mm)的數(shù)值解和解析解吻合度較高，這表明在靠近換熱管壁面聲學(xué)邊界層附近的二階聲流得到了精確求解；而隨著r增大，二者的吻合度降低，這是因?yàn)長ee的解析解是在無限計(jì)算域中得到的，而本文數(shù)值解是在有限計(jì)算域內(nèi)計(jì)算得到。計(jì)算表明，計(jì)算域越大，聲流的渦中心離圓柱越遠(yuǎn)，相反，計(jì)算域變小，聲流的渦中心向著圓柱靠近。然而，只要計(jì)算域的尺度遠(yuǎn)大于換熱管壁面附近的熱黏性耗散尺度，這并不影響對聲流特性的分析。此外， Lee的解析解是在滿足ε?1和L?d的嚴(yán)格條件下得到的，而數(shù)值解對振幅參數(shù)ε沒有嚴(yán)格的限制，但同樣要滿足ε<1和L?d的條件。當(dāng)需要考慮ε≥1的條件時(shí)，聲流控制方程式(6)、式(7)不再適用，而需考慮更高階的物理量[5]。綜上所述，本文數(shù)值方法直接求解小振幅(ε<1)聲流控制方程式(5)和式(6)，可以完整描述換熱管外的聲流特性。

3 聲流強(qiáng)化對流換熱的數(shù)值分析

3.1 聲壓級對耦合場特性的影響

為清晰呈現(xiàn)換熱管熱黏性邊界層中的內(nèi)渦流結(jié)構(gòu)，選取激勵頻率f=10 Hz。為考察聲壓級的影響，根據(jù)式(9)，將選擇的速度幅值u0折算成相應(yīng)的聲壓級。圖6給出了不同聲壓級下聲流和溫度場耦合后的場分布特性和以最大聲流速度u2max表征的聲流強(qiáng)度隨聲壓級的變化規(guī)律，為方便比較耦合場特性，在圖6(a)～圖6(c)中，上半部分給出了耦合場中的聲流流線圖，下半部分給出了耦合場中溫度場云圖。

由圖6(d)可知，聲流強(qiáng)度隨著聲壓級的增大呈指數(shù)增大。SPL取103 dB、117 dB時(shí)聲波在換熱管周圍形成的最大聲流速度分別為0.089 mm/s和2.23 mm/s，因此聲壓級較小時(shí)，該強(qiáng)度的聲流運(yùn)動對換熱管外溫度場的影響幾乎可忽略，溫度場基本呈均勻分布(見圖6(a)和圖6(b) )；SPL=123 dB時(shí)聲波引起的聲流速度最大約為20 mm/s，因此聲壓級較大時(shí)該強(qiáng)度的聲流運(yùn)動對換熱管外的溫度場產(chǎn)生較大影響，使溫度場呈不均勻分布(見圖6(c))。以上分析表明，低強(qiáng)度(SPL<123 dB)聲波形成的弱聲流運(yùn)動對溫度場的影響可以忽略，而高強(qiáng)度聲波(SPL≥123 dB)形成的激烈聲流運(yùn)動對換熱管外溫度場具有決定性作用。

(a) SPL=103 dB

(b) SPL=117 dB

(c) SPL=123 dB

(d) 聲流強(qiáng)度隨聲壓級的變化規(guī)律圖6 聲壓級對耦合場特性的影響Fig.6 Effect of sound pressure level on coupling field characteristics

此外，對比圖6(a)～圖6(c)可知，隨著聲壓級的增大，換熱管外黏性邊界層中的內(nèi)渦流在聲波作用方向受到“擠壓”而發(fā)生了流型畸變，該流場結(jié)構(gòu)的改變使換熱管左、右側(cè)附近的流體溫度降低。

3.2 激勵頻率對耦合場特性的影響

對于給定聲壓級SPL=123 dB，圖7給出了不同激勵頻率下聲流和溫度場耦合后的場分布特性及聲流強(qiáng)度隨激勵頻率的變化規(guī)律。

由圖7(d)可知，換熱管外的聲流強(qiáng)度隨著激勵頻率的增加呈指數(shù)形式減小。對比圖7(a)～圖7(c)可知，換熱管熱黏性邊界層中的內(nèi)渦流尺度隨著激勵頻率的增大快速減小，而邊界層外的渦流尺度隨之增大。低頻聲波可在換熱管外較厚的熱黏性邊界層中形成強(qiáng)烈的渦流，如圖7(a)所示，f=10 Hz、SPL=123 dB的聲波在換熱管外形成的最大聲流速度約為9.06 mm/s，這時(shí)換熱管附近的溫度場主要受到內(nèi)渦流流場特性的影響。此外，通過邊界層內(nèi)、外渦流的流線密度也可看出邊界層內(nèi)的渦流強(qiáng)度要大于邊界層外的渦流強(qiáng)度。在圖7(a)中，內(nèi)渦流在水平方向上的“沖刷”效應(yīng)使換熱管左、右兩側(cè)附近的流體溫度較低，而在垂直方向受到內(nèi)、外渦流的共同影響。高頻聲波在換熱管外形成的外渦流是影響溫度場的主要因素，因?yàn)楦哳l聲波在換熱管壁面形成的熱黏性邊界層厚度極薄，使換熱管散失的熱量快速穿過該邊界層，這時(shí)外渦流的流場特性將對換熱管外溫度場分布起到?jīng)Q定性作用。如圖7(b)和圖7(c)所示，外渦流在垂直方向上對換熱管的“沖刷”效應(yīng)使換熱管上、下兩側(cè)的流體溫度較低，而換熱管的熱量在水平方向被背離換熱管流動的外渦流帶走。

綜合第3.1節(jié)和本節(jié)的分析可知，聲壓級和激勵頻率是影響換熱管外溫度場的重要因素。激勵頻率決定了內(nèi)、外渦流的尺度大小和強(qiáng)弱，且內(nèi)、外渦流總保持著反向旋轉(zhuǎn)；聲壓級則決定了聲流運(yùn)動的整體強(qiáng)弱。

3.3 聲流對局部努塞爾數(shù)和平均努塞爾數(shù)的影響

為研究聲流對換熱管傳熱的影響，設(shè)定管壁為恒定熱耗率邊界條件：

P0=Ah(Twall-Ta)=qA

(11)

式中：P0為熱耗率，取為10 W；A為換熱管單位長度熱流面積，A=πd；q為熱流密度；Twall為換熱管壁溫；Ta為環(huán)境溫度；h為換熱管管壁的局部對流傳熱系數(shù)。

(a) f=10 Hz

(b) f=20 Hz

(c) f=50 Hz

(d) 聲流強(qiáng)度隨激勵頻率的變化規(guī)律圖7 激勵頻率對耦合場特性的影響Fig.7 Effect of excitation frequency on coupling field characteristics

為描述聲流對換熱管周圍空間的影響規(guī)律，式(12)給出了換熱管壁面局部努塞爾數(shù)Nuθ的定義，表征聲流對換熱管壁面圓周對流換熱的影響，與換熱管外的聲流特征有關(guān)。

(12)

式中：hθ為換熱管壁面圓周上的對流傳熱系數(shù)。

(13)

3.3.1 激勵頻率對換熱管換熱的影響

根據(jù)式(12)和式(13)，圖8給出了不同聲壓級下激勵頻率對換熱管局部努塞爾數(shù)和平均努塞爾數(shù)的影響曲線。

由圖8(a)～圖8(c)可知，對于給定聲壓級，激勵頻率對換熱管局部努塞爾數(shù)Nuθ的分布特性具有重要影響。激勵頻率較低時(shí)，如f=10 Hz，換熱管局部努塞爾數(shù)在90°和270°方位角下出現(xiàn)峰值，這是因?yàn)榈皖l聲波在換熱管外產(chǎn)生尺度較大、強(qiáng)度較強(qiáng)的內(nèi)渦流，這些內(nèi)渦流在平行于聲波作用方向上對換熱管左、右側(cè)產(chǎn)生“沖刷”效應(yīng)；而在激勵頻率較高時(shí)，如f≥100 Hz，換熱管局部努塞爾數(shù)在0°和180°方位角下出現(xiàn)峰值，這是因?yàn)楦哳l聲波在換熱管外產(chǎn)生的內(nèi)渦流尺度很小、強(qiáng)度很弱，這時(shí)換熱管受到外渦流在x=0方向上對換熱管上、下兩側(cè)的“沖刷”效應(yīng)。從圖8(a)～8(c)還可知，對于給定聲壓級，高頻聲波對換熱管局部努塞爾數(shù)的影響很小。

3.3.2 聲壓級對換熱管換熱的影響

圖9給出了不同激勵頻率下聲壓級對換熱管局部努塞爾數(shù)和平均努塞爾數(shù)的影響曲線。

由圖9(a)～圖9(c)可知，對于給定激勵頻率，不同聲壓級對換熱管局部努塞爾數(shù)Nuθ分布的影響規(guī)律類似。聲壓級越大，換熱管局部努塞爾數(shù)越大，而較低的聲壓級對換熱管的傳熱效果并不顯著，如SPL取103 dB、113 dB和117 dB時(shí)對應(yīng)的曲線。由式(9)可知，低聲壓級引起的介質(zhì)速度振幅很小，即對介質(zhì)的擾動不夠強(qiáng)烈。而高聲壓級可在換熱管外形成強(qiáng)烈的聲流擾動，這加強(qiáng)了換熱管與周圍介質(zhì)的換熱過程。因此，增大聲壓級是強(qiáng)化換熱管換熱的直接有效手段。

(a) SPL=117 dB

(b) SPL=123 dB

(c) SPL=127 dB

由圖9(d)可知，換熱管平均努塞爾數(shù)隨著聲壓級的增大呈指數(shù)形式上升，且激勵頻率f越低，平均努塞爾數(shù)越大。這也同樣證明了低頻高強(qiáng)度聲波是強(qiáng)化換熱管傳熱過程的重要手段。

(a) f=10 Hz

(b) f=100 Hz

(c) f=500 Hz

4 結(jié) 論

(1) 對于低頻聲波，局部努塞爾數(shù)的分布規(guī)律由換熱管周圍的內(nèi)渦流流場特征決定，如在90°和270°方位角上出現(xiàn)局部努塞爾數(shù)的峰值；而對于高頻聲波，局部努塞爾數(shù)的分布規(guī)律由換熱管周圍的外渦流流場特征決定，如在0°和180°方位角上出現(xiàn)局部努塞爾數(shù)的峰值。換熱管周圍內(nèi)、外渦流的流場特征共同確定了換熱管外的溫度場。

(2) 對于給定聲壓級，聲流強(qiáng)度和平均努塞爾數(shù)隨著激勵頻率的增大呈指數(shù)形式快速減??；對于給定激勵頻率，聲流強(qiáng)度和平均努塞爾數(shù)隨著聲壓級的增大呈指數(shù)形式迅速增大。

(3) 激勵頻率和聲壓級是影響換熱管對流換熱特性的主要因素。低頻高強(qiáng)度聲波可在換熱管熱黏性邊界層內(nèi)、外形成強(qiáng)烈的聲流擾動，極大地強(qiáng)化了換熱管的熱傳輸過程。此外，增大聲壓級是強(qiáng)化換熱管熱傳輸過程最直接有效的手段。