超临界压力下低温甲烷传热特性数值研究

2018-12-11姜文全晏永飞王国付

中国石油大学学报（自然科学版） 2018年6期

杨帆, 刘畅, 姜文全, 晏永飞, 王国付, 潘斌

(辽宁石油化工大学石油天然气工程学院,辽宁抚顺 113001)

液化天然气(LNG)作为清洁能源被广泛应用于交通、航空、能源等领域,由于其低温特性LNG在应用过程中不可避免地要经历传热过程,且一般情况下是在超临界压力下进行。对于超临界压力下的流体在拟临界点(质量热容有极大值点)物性变化剧烈,故传热流动规律也极其复杂[1-2]。国内外学者对超临界压力下的LNG或甲烷进行了数值研究[3-5],王亚洲等[6]研究了2 mm圆形通道内高热流密度下超临界甲烷的传热特性,结果表明增大管径有利于提高传热系数;李仲珍等[7]研究了10 mm直径的竖直光管和ORV换热管内甲烷的换热规律,并基于Dittus-Boelter公式提出了修正的关联式;李玮哲等[8]研究了2 mm直径半圆形通道内超临界甲烷的换热规律,结果表明换热系数随温度增大先增大再减小,并在拟临界温度处达到最大值,半圆形通道的换热优于圆形通道的;GU Hongfang等[9]研究了内径为1.6 mm的超临界压力下甲烷在大流量、高热流密度下的对流换热过程,传热恶化出现的条件是高质量流量、低热流密度或是低质量流量、高热流密度,并提出了概率密度函数;郭占魁等[10]对4 mm内径、12 mm长竖直圆管内超临界甲烷进行了二维数值模拟,得到了在竖直向上流动中浮升力削弱了换热。超临界流体传热特性的实验研究多见于超临界CO2[11-14]和超临界水[15],众多学者讨论了传热规律[16-17]、影响因素[18-19]、适用于超临界流体换热的实验关联式[1,20]。综上所述,对超临界低温甲烷的传热规律研究多局限于直径10 mm以下的微细管道、大流量和高热流密度工况下,笔者研究16 mm直径的低温甲烷在常规质量流量和热流密度工况下的换热规律和影响因素,对传热强化和传热恶化的机制进行分析。

1 模型建立

1.1 物理模型

建立三维物理模型如图1所示,圆管内径为16 mm,壁厚为2 mm,管长为3 000 mm,低温甲烷的流动方向为z方向;入口采用质量流率入口,质量流率为qm=300 kg/(m2·s),入口温度Tin=188 K;采用定热流密度(qw)第二类边界条件,qw取值为100～400 kW/m2。在水平流动时,重力场方向选取为-y方向,与流动方向垂直;在竖直向上流动时,重力场选取为-z方向,与流动方向相反。

图1 物理模型Fig.1 Physical model

1.2 数学模型

研究低温甲烷在稳态条件下的管内对流换热问题,描述其流动与传热特性的质量守恒、动量守恒和能量守恒方程忽略非稳态项后具体形式[21]如下:

质量守恒方程

div(ρU)=0.

(1)

动量守恒方程

(2)

(3)

(4)

能量守恒方程

div(ρUh)=div(λgradT)+Sh.

(5)

式中,ρ为密度,kg/m3;U为速度矢量,m/s;u、v、w分别为x、y、z三个方向的流速分量,m/s;μ为动力黏度,Pa·s;p为流体微元体上的压强,Pa;Su、Sv、Sw为广义源项;h为焓值,J/kg;λ为导热系数,W/(m·K);Sh为体积热源项。

上述控制方程在采用了Reynolds平均法后,未知量的数目大于方程的个数,为此必须引入湍流模型方程才能使方程组封闭。超临界流体计算中收敛较好的RNGk-ε湍流模型的湍动能方程和耗散率方程[22]分别为

(6)

(7)

其中

μt=0.084 5ρk2/ε.

(8)

式中,k为湍动能;ε为湍动能耗散率;μt为湍动黏度系数;Gk为平均速度梯度引起k的产生项;Gb为浮升力引起k的产生项;Sk、Sε分别为k方程和ε方程中的源项。

1.3 物性计算

物性是影响流体流动与换热的重要因素,尤其是对于超临界压力下的低温流体,当接近拟临界点时物性变化较大。采用REFPROP软件对5 MPa下的质量热容、密度、导热系数和黏度进行了计算(图2),其临界点压力和温度分别为pc=4.599 2 MPa,Tc=190.56 K;在5 MPa下温度为180 K

2 数值方法及验证

2.1 数值方法

计算网格由ANSYS ICEM划分,为了保证计算精度,湍流动能方程、耗散率方程均采用二阶迎风格式离散,采用SIMPLE算法求解压力速度耦合方程,各方程残差设定为10-4,同时监测甲烷出口温度不变,认为计算收敛。

图2 甲烷物性Fig.2 Thermo-physical properties of methane

2.2 网格独立性验证

网格独立性验证结果如表1所示,同时考虑到模拟的准确性和计算速度,选择序号3(网格数为79.672×104)为本模型计算网格。

表1 网格无关性验证

2.3 模型可靠性验证

模拟超临界压力下CO2对流传热,按照参考文献[23]的实验工况进行了模拟,模拟结果和实验数据对比见图3,从图3中可以看出,模型与实验数据吻合较好,充分说明了数值模型和方法的可靠性。

图3 模拟与实验数据壁温验证Fig.3 Validation of wall temperatures in numerical and experimental data

3 结果及其分析

3.1 对流换热系数

图4 对流换热系数Fig.4 Heat transfer coefficients

图4给出了压力为5 MPa,质量流量为300 kg/m2·s、入口温度为188 K工况下,对流换热系数(x/d为流动方向上距离与管径之比)随热流密度和流动方向的变化。由图4(a)可以看出,低温甲烷在不同热流密度下的换热规律基本相同。在流动入口段,随着边界层不断增厚、热阻增大,对流换热系数不断降低;达到转换点S后进入传热强化段(HTE),对流换热系数开始增大,直到换热系数的最大值点P;对流换热系数从P点快速降至极小值V点,为传热恶化段(HTD);最后换热系数逐渐回升并趋于一定值,恢复正常传热阶段(HTN)。在整个对流换热过程中入口段换热系数对热流密度的变化不敏感,热流密度越大S点出现的越早、入口段越短、P点的换热系数峰值点和V点的换热系数最低值越大;随热流密度减小,P点、V点向流动方向推进,到HTN阶段不同热流密度下传热系数将趋于同一定值;在低热流密度100 kW/m2下的换热过程中未观测到S、P和V点,对流换热系数单调减小。图4(b)给出了热流密度为300、400 kW/m2的水平流动管内壁顶、底处和300 kW/m2竖直向上流动管内壁左、右侧的局部对流换热系数沿流动方向上的变化,可以看出热流密度为300、400 kW/m2时在入口段和传热强化段管底换热均优于管顶的,而在传热恶化区和正常传热区管顶、底的换热差异不大;在300 kW/m2的水平流动和竖直向上流动对比中发现,向上流动的管左、右侧的换热系数基本一致,在入口段和强化段的换热系数介于管顶和管底之间,更接近管顶部换热,而在传热恶化区换热系数低于水平流动的换热系数。图4(c)给出了水平流动下不同热流密度下对流换热系数随主流区甲烷温度的变化情况。可以看出,热流密度越大整个换热过程越强烈、对流换热系数越大;100 kW/m2工况下的传热过程无强化和恶化过程,主流区甲烷温度未达到Tcp,是由于同样的质量流量下,较低的热流密度未能使甲烷温度升至拟临界点。

3.2 流场和温度场分布

在流动方向上截取无量纲距离x/d=25、50、75、100、125、150、175,P1～P7共7个截面,其流场和温度场分布如图5所示。在水平流动中,径向上温度场的非均匀性大于流场,在轴向上的变化也落后于流场,温差形成了密度差,在重力场作用下使得流动边界层和热边界层在管顶、管底的分布不均匀,顶部的热边界层厚度明显大于顶部的边界层厚度,即顶部热阻大于底部的,故水平流动中底部换热优于顶部。流场由P1、P2、P3、P4的不均匀“P”型流动,到P5、P6、P7的“D”型流动转变;在竖直向上流动中,径向上流场和温度场分布是轴对称分布的,故管内壁左、右侧对流换热系数基本吻合,流场轴向上从P2到P3的“M”型流动迅速转变到最后的“D”型稳定流动,热边界层的发展比水平流动的热边界层发展迅速,较大的温度梯度是由边界层向主流区扰动;对比图4(b)发现,水平流动和竖直向上流动在轴向上速度场的稳定是进入正常传热区的前提,温度场在径向上的梯度使得传热规律被破环,发生传热异常行为即强化或恶化。

图5 各轴向截面上的速度和温度分布Fig.5 Distribution of velocity and temperature in axial different sections

3.3 传热行为机制分析

为了进一步分析传热异常行为机制,水平流动工况下密度和质量热容的变化情况如图6所示。由图6(a)可见,密度差在流动方向上呈现出单调减小趋势,各截面均在r=-0.004 m附近密度有最大值,进一步解释了重力场作用下水平流动主流区的偏离现象,密度的极值在P5截面开始消失,密度差在径向上基本为定值;由图6(b)可见,质量热容的极大值由边界层区迅速向主流区扰动,在P2截面r=-0.004 m附近有最大值,此时为传热强化峰值点,这是因为密度差产生的浮升力较大,管内流动的对流换热由单纯的强迫对流换热转变为混合对流换热强化了传热,同时边界层内的大质量热容存在减小了边界层内的导热热阻使传热进一步强化;从P2截面开始,边界层内的质量热容恢复为正常小值,到P3截面主流区的质量热容开始大幅度减小,虽然此时在径向上仍存在可观的密度差,但传热却开始进入恶化区。分析其机制是边界层内大质量热容消失使得边界层内热阻迅速增大,浮升力的存在产生了轴向的热加速效应反而恶化了传热;到P4截面上主流区和边界层区质量热容均恢复为正常小值,传热进入正常传热阶段。