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    蒸汽膜內氣體的流動規律

    張克儉

    北京華立精細化工公司 (102200)

    發表于《熱處理技術與裝備》2008年第4、5期


    摘要:為解釋試驗中出現的幾個現象,研究了淬火冷卻過程中蒸汽膜內氣體的流動規律。結果發現,蒸汽膜內氣體的流動情況因蒸汽膜所處表面的朝向不同而各不相同。確定了五類基本朝向,研究推測了這些基本朝向的蒸汽膜內氣體流動規律。從工件上形成了蒸汽膜開始,到最后一片蒸汽膜消失為止,這些規律一直在試樣不同朝向表面之間和各個表面之內形成并且不斷增加著溫度差異。這項規律與先前提出的四階段理論是相互獨立的。它們可能是引起工件超差淬火變形的重要原因。

    關鍵詞:淬火冷卻,液態淬火介質,精細淬火冷卻技術,協同學,耗散結構,自組織現象,淬火變形

    The Law of the Flow of Gas inside the Vapor Blanket

    ZhANG ke-jian

    Beijing Huali Fine Chemical Co., Beijing 102200, China

    Abstract:In order to explain the several phenomena occurred in the experiment, a study is made to find out the law of the flow of gas inside the vapor blanket during quench cooling. The study showed that the flow of gas inside a vapor blanket varied with the facing direction of the surface where the vapor blanket is located on. Five basic directions are identified and the laws of the flow of gas inside vapor blanket that face these basic directions are inferred through study. From the formation of the vapor blanket on the work piece to the disappearance of the last vapor blanket, the law acts in the areas that the vapor blankets cover. The act of the law has not only continuously produced and increased the thickness-irrelevant temperature difference inside the surface with the same facing direction, but also brought about an unknown temperature difference among the surfaces facing different directions. The law is independent with the four-stage differentiation theory which was put forward previously. The law and the theory act together, which is probably the main reason for the quenching distortion of work pieces.

    Key words:quench cooling, liquid quenching medium, precision quench cooling technique, Synergetics, dissipative structure, self-organization, quenching distortion

    本文是四階段理論文章的第8篇。之前的試驗研究中,看到不少難以解釋清楚的現象。經過一段時間的觀測思考后,從蒸汽膜內氣體流動情況入手,找到了這些現象的產生原因,并初步揭示了蒸汽膜內氣體流動的定性規律。

    一 問題的提出

    從研究爆炸聲響的產生原因[1]起,陸續看到如下幾個難以解釋清楚的現象。

    現象之一 在表面出現超前擴展點后, 球體其它部分的蒸汽膜能夠長期存在。

    圖1 直徑60mm球體上交界線擴展花費了20多秒的時間
    圖1 直徑60mm球體上交界線擴展花費了20多秒的時間
    Fig.1 It takes about 20-odd seconds for the spread of the demarcation line on a spherical test piece with a diameter of 60mm.

    如圖1所示,一個直徑60mm的球體試樣,在基礎油中冷卻到31秒(即圖1中標注的0秒)出現超前擴展點,之后花費了20多秒的時間,交界線才完成了它在整個球體表面的擴展過程。即便是最后一塊蒸汽膜區,在它消失時,所處表面仍然要先發生短暫的沸騰,而后再進入對流冷卻階段。這說明,在出現超前擴展點后,又經過20多秒,該處仍然具有超過Tb的溫度。我們不禁要問:作為具有相同等效厚度的球體表面,在一部分冷卻到對流階段以后,其它部分哪來那么多的熱量去維持蒸汽膜的長期存在?

    現象之二 在試樣表面存在完整蒸汽膜的時期,當試樣不很大時,氣泡只從試樣的頂端(包括頂平面和其它形式的頂部),或者大部分從頂部排出,如圖2和圖3所示。在不完整蒸汽膜時期,氣泡大多從蒸汽膜的最上端部位排出,如圖4所示。

    現象之三 當試樣表面足夠高,或者試樣的表面被傾斜放置時,冷卻過程中,從蒸汽膜區的中部以上,常有氣泡冒出,如圖5和圖6所示。

    圖2 在蒸汽膜保持完整時期,圓頭試棒上氣泡只從最高部位排出 圖3 在小頭向下的臺階試樣上,多數的氣泡從頂部平面上排出

    圖2 在蒸汽膜保持完整時期,圓頭試棒上氣泡只從最高部位排出
    Fig.2 During the period when the vapor blanket is intact, gas bubbles escape only from the top of the round head test bar

    圖3 在小頭向下的臺階試樣上,多數的氣泡從頂部平面上排出
    Fig.3 Most gas bubbles escape from the top flat surface of the stepped test piece the smaller end of which faces downwards
    圖4 非蒸汽膜區下方的蒸汽膜邊緣呈波浪形,只在浪尖部位有氣泡排出 圖5 在完整蒸汽膜期,試樣的中上部分有氣泡排出

    圖4 非蒸汽膜區下方的蒸汽膜邊緣呈波浪形,只在浪尖部位有氣泡排出
    Fig.4 The edge of the vapor blanket beneath the non-vapor-blanket area takes the shape of a wave and gas bubbles escape only from the peaks of the wave

    圖5 在完整蒸汽膜期,試樣的中上部分有氣泡排出
    Fig.5 During the period when the vapor blanket is intact, gas bubbles escape from the middle and upper parts of the test piece
    圖6 在完整蒸汽膜期,板狀試樣中部以上有氣泡排出 圖7 殘留在試樣水平底面下方的大氣泡

    圖6 在完整蒸汽膜期,板狀試樣中部以上有氣泡排出
    Fig.6 During the period when the vapor blanket is intact, gas bubbles escape from the part above the middle of the board-shaped test piece

    圖7 殘留在試樣水平底面下方的大氣泡
    Fig.7 Large gas bubble that remain beneath the horizontal bottom surface of the test piece

    現象之四 在蒸汽膜的中上段部位,有時能看到有序排列的斑馬狀條紋,如圖5所示。

    現象之五 冷卻中,在底平面與其上部側面之間的蒸汽膜破裂之后,位于底部的水平表面上常能見到飄移不定的大氣泡。這種氣泡可能存在到整個試樣都進入對流冷卻的初期,如圖7所示。這類氣泡是如何產生的?這些氣泡的活動規律及其對所處部位冷卻進程的影響?

    現象之六 在球體試樣的試驗中看到,超前擴展點的出現位置有相當的隨機性[1]。但是,在其它形狀的試樣上,超前擴展點多出現在試樣下端的棱邊上。是不是非球體試樣上超前擴展點的出現部位就沒有隨機性?

    現象之七 在垂直表面上出現超前擴展點后,交界線向上擴展的速度比向下的要快。從圖1中就能看出這一差異。這是為什么?

    從事研究工作中的人,應當能解釋試驗中看到的所有現象。如果你遇到無法解釋的現象,那就是你獲得了機會:學習或者發現的機會。這種觀念把上述現象變成一組疑問,激勵我們通過學習和研究去做出解答。后來發現,從研究蒸汽膜內的氣體流動規律入手,可以解答這些疑問。于是,就對蒸汽膜內氣體對流的規律做了一些研究。下面介紹這方面的研究所得,并在其中說明前述現象的產生原因。

    二 氣體流動的驅動力與分析問題的思路

    本文所指的“氣體”指的是蒸汽膜內的介質蒸汽。所指的“流動”指的是熱傳遞的三種基本方式之一的自然對流。

    引起蒸汽膜內氣體對流流動的主要原因有兩個,一個是不同部位氣體的溫度差而產生的密度差Δρ;第二個是地心引力,可用重力加速度g表示。引起對流的驅動力F則與Δρg成正比。重力加速度有確定的方向,因此,蒸汽膜所處表面的朝向對是否能發生對流,以及對流速度的大小就有決定性的影響。

    浸在液態介質中冷卻的工件都有它確定的放置方式。放置方式確定之后,工件上不同表面的朝向就都確定了下來。工件的形狀盡管千差萬別,但就其相對于重力加速度的關系而言,卻可以把工件上所有表面的朝向分成五種基本類型。它們是:

    垂直表面

    圖8 五種基本朝向表面
    圖8 五種基本朝向表面

    傾斜向上表面

    傾斜向下表面

    水平向上表面

    水平向下表面

    圖8是這五種基本朝向表面的示意圖。在淬火冷卻中的工件上,我們很容易找到它的不同表面所屬的基本類型。比如,用垂直方式淬火的圓柱形工件上,只存在三種朝向的表面:圓柱的側面屬于垂直表面,上部端面屬于水平向上表面,底部端面屬于水平向下表面,如圖9(a)所示。又如,球體試樣不管如何放置,它上面都只有兩種基本朝向的表面:不同傾斜程度的傾斜向上表面和傾斜向下表面,如圖9(b)所示。

    淬火冷卻的工件上,不同的表面各有確定的位向。工件上任何一部分表面都可以按其朝向找到自己所屬的基本類型。因此,研究出基本朝向蒸汽膜內的氣體流動規律,就能用來分析和解決一般工件冷卻中的相關問題。

    圖9 垂直圓柱(a)和球體(b)工件上的表面朝向類型
    (a)??????????????????(b)
    圖9 垂直圓柱(a)和球體(b)工件上的表面朝向類型

    為了開展本研究,我們首先做了以下兩個推測:

    第一,氣體的流動首先在蒸汽膜內進行,因為那是阻力最小的路徑。

    第二,蒸汽膜內產生的蒸汽,除用于維持蒸汽膜一定厚度所需部分外,多余部分沿挨近表面的通道(層流層)向上流動,最后在工件頂部附近以形成氣泡形式進入液相介質中。

    需要說明的是,此處的“層流”指的上一直向上流動,而不繞道返回的氣體流動方式。并不是流體力學中嚴格意義上的層流。

     

     

     

    三 垂直表面上蒸汽膜內氣體的流動規律

    圖10 垂直表面的蒸汽膜內氣體的分層流動情況
    圖10 垂直表面的蒸汽膜內氣體的分層流動情況
    Fig.10 The laminar flow of the gas inside the vapor blanket that covers a vertical surface

    冷卻過程中,在蒸汽膜內,氣體的溫度分布特點是:離試樣表面越近,蒸汽的溫度越高。在蒸汽膜的外側,也就是靠近液態介質的一端,由于氣體溫度仍然比相鄰液體的高,液態介質對這部分氣體仍然有冷卻作用。根據熱脹冷縮的道理,挨近試樣表面的氣體比更遠處的氣體要輕。因試樣表面垂直放置,在遠離表面的高密度氣體的壓迫下,挨近表面的氣體受到一個向上的浮力F。在這種浮力的作用下,離試樣表面近的氣體會向上流動。這就在蒸汽膜內靠近試樣表面部分形成熱氣體向上流動的層流層。同時,根據后面將要談到的道理,把垂直蒸汽膜內層流層之外的部分稱為對流層。層流層和對流層之間并不存在明確的分界線,如圖10所示。

    3.1 高度方向的熱量傳遞

    在挨近氣液界面的部位,也就是對流層的最外側,被冷卻下來的氣體有向下流動的傾向。圖8中向上和向下的箭頭,分別表示蒸汽膜內不同部位氣體受到的促進其流動的驅動力的方向。短小箭頭表示向下的驅動力小。連貫的長箭頭表示向上的驅動力大。由于蒸汽膜的厚度超不過0.3mm[2],和蒸汽膜的厚度相比,試樣在垂直方向上的高度通常都非常之大。由于所接觸的液體的溫度都在Tb附近,同一垂直表面上下兩端的蒸汽膜內,短箭頭所在部位的氣體溫度差不會很大。可以斷定,蒸汽膜內的冷、熱氣體之間不可能發生圖8中短箭頭所示方向的長距離的對流。然而,對流層左右兩側受力的方向相反,卻是可能形成對流的條件。本文推測,對流層中的對流,只在高度方向上相當短的范圍內分區段進行。根據這些情況,對流層內的氣體流動路線一定比較復雜。這一復雜的問題將在第四部分做單獨介紹。

    在蒸汽膜內靠近試樣表面的部分,向上流失的那部分氣體是該區段中溫度最高的氣體。這部分氣體上升后所留下的空缺,靠下面和外側面的氣體來補充。與此同時,通過試樣表面向外散熱,從氣液界面上又會產生新的介質蒸汽。其結果,該區段的蒸汽膜厚度仍然能與當時的試樣表面溫度相匹配。因此,可以把流失的熱氣體看成是各區段內多余的氣體。

    圖11 在高度方向上的熱量傳遞圖
    圖11 在高度方向上的熱量傳遞圖
    Fig.11 Heat transference in the vertical direction

    現在分析熱氣體上升過程中的熱量傳遞問題。按從下到上的方向,在某部分蒸汽膜上劃出三個具有單位高度,并且橫向具有單位寬度的蒸汽膜區段,如圖11所示。 設單位時間內,通過熱氣體的向上流動,第1區段把熱量(q1)帶到了第2區段。與此同時,第2區段又以相同的方式,向更高位置的第3區段輸入了熱量q2。分析不同大小的球體和多種其它形狀試樣上的蒸汽膜冷卻過程后,本文推測:在任一單位時間段內,在上下相鄰的三個區段之間,應當成立以下關系:

    q1 ≧ q2 ( 1 )

    也就是Δq=q1-q2≧0。這一關系可以用反證法加以證明:如果Δq < 0,氣體往上流動的結果必然是使蒸汽膜內上方的氣體溫度低于下方。如果這樣,層流層中熱氣體的向上流動必然會自動停止下來。事實上,氣體能始終往上流動。因此,式(1)成立。應當說,式(1)是維持熱氣流上升運動的條件。推而廣之,式(1)所確定的關系對蒸汽膜上任何部位和冷卻的任何時間段都是適用的。按照這一規律,在熱氣上升路途中,從下到上蒸汽膜內氣體的平均溫度總是不斷升高的。在試樣表面溫度相同的條件下,蒸汽膜內氣體的溫度越高,試樣表面通過熱傳導和對流方式向外側蒸汽散失的熱量就越少。僅從這一因素看,同樣是蒸汽膜籠罩下的冷卻方式,上方的表面應當比下方的表面冷卻得慢。第二個能產生同樣效果的因素是,由于液態介質的受熱對流,在蒸汽膜之外的液態介質中,上方的液態介質的溫度也比下方的要高。因此,在蒸汽膜之外的液態介質中,上方的溫度梯度也會比下方的小。這也會使試樣的上方表面比下方表面冷卻得慢。第三個因素是,在上方的蒸汽膜區段,因為氣液兩方的溫度更高,其氣液界面的表面張力就比下方的要小。于是,即便在試樣表面溫度相等時,上方的蒸汽膜也更厚。這又是一個減小上方冷卻速度的因素。 這些因素都會減慢冷卻過程中試樣上方表面向外散熱的熱流密度。

    現在的情形是,按傳統的有效厚度觀念,本來應當由下方蒸汽膜自己向周圍液態介質散失的一部分熱量,通過熱氣體逐級的向上流動,被推給了上方的蒸汽膜去完成。而蒸汽膜的散熱速度卻又是越往上越慢。這就是上方蒸汽膜能夠長期存在的主要原因。

    到此,可以得出一個重要的結論:冷卻過程中,在垂直表面的蒸汽膜內,由于層流層中的熱氣體流動等原因,會在工件垂直表面的上下方之間形成上部比下部溫度更高這樣的溫度差。蒸汽膜存在的時間越長,這種溫度差就會越大。

    3.2 層流層中的流速變化、氣體擁堵及其解決辦法

    再來討論蒸汽膜內氣體向上流動的速度大小問題。由于層流層中熱氣體向上流動的速度是不均勻的。離試樣表面越近,流速必然越快。由于本文之討論蒸汽膜內氣體流動的定性規律,這里所說的“流速”看成是平均流速,或者定性意義上的流速。熱氣體向上運動的驅動力與該部分熱氣體同周圍冷氣體的密度差成正比。當所處的表面垂直向上時,這一向上的驅動力將全部用在克服阻力并使該部分氣體向上運動上。當驅動力大于該部分氣體上升運動的阻力時,這部分氣體就能向上流動。從圖9中第1區段上升到第2區段的氣體,在流經第2區段的過程中,由于挨近溫度更高的試樣表面,會繼續被加熱而使其溫度進一步升高。溫度進一步升高引起氣體進一步的熱膨脹。其結果,進入第2區段的那部分氣體又將獲得新的驅動力而繼續向上流動。如此發展下去,直到垂直表面的頂部。這就是說,層流層中,越往上熱氣體的流速應當越快。或者說,層流層中,位于上方的熱氣體的向上流動速度高于下方的熱氣體的向上流動速度。這一特點可以表示成式(2)。式(2)同樣可以用反證法加以證明:如果V上 < V下,層流層中的氣體流動很快就會停止下來。事實上,蒸汽膜中的熱氣體一直在往上流的,并且最終以形成氣泡的方式從試樣頂部溢出。因此,式(2)成立。

    V上 ≧ V下 (2)

    因為上部氣體流動更快,上部蒸汽膜厚度即便相同,也能向上輸送更多的熱氣體。但是,在垂直表面上,蒸汽膜區段所處的位置越高,需要從該區段通過的熱氣體的量就越大。這又產生了蒸汽膜內的層流層輸送熱氣體能力的極限問題。在四階段理論一文中已經指出,任何確定的表面溫度都只能支撐起一定的蒸汽膜厚度[1]。可以推知,當垂直向上所走過的路程(L)超過一定值(Lc)之后,蒸汽膜內就必然發生熱氣體擁堵。難以從蒸汽膜內向上流動的一部分氣體,就可能選擇推動氣液界面,以形成獨立氣泡的形式,再從液態介質中向上運動。這樣,在超過高度Lc的垂直表面上,就不時有氣泡冒出。這樣的分流方式,可以解決熱氣體的擁堵問題。未發生氣體擁堵的蒸汽膜區的表面顯得平滑而光亮,而發生了氣體擁堵的蒸汽膜區的表面則似有波濤洶涌,如圖3和5所示。

    輸送到垂直表面頂端的熱氣體的出路是; 當試樣為尖頂時,熱氣體從尖頂附近以氣泡形式進入液態介質中。當頂端還有其它形式的表面蒸汽膜時,熱氣體將先進入該蒸汽膜內再求出路。

    圖12 下方蒸汽膜中的熱氣流繞過小片非蒸汽膜區向上前進
    圖12 下方蒸汽膜中的熱氣流繞過小片非蒸汽膜區向上前進
    Fig.12 Heat transference in the vertical direction

     

     

     

    如果垂直表面的蒸汽膜上出現了超前擴展點,并形成了不太大的孤立的非蒸汽膜區,從下方輸送上來的熱氣體將在蒸汽膜內繞過上方的非蒸汽膜區,再繼續向上流動,如圖12中帶箭頭的流線所示。

    圖13 在下方蒸汽膜區的邊緣形成的波浪形
    圖13 在下方蒸汽膜區的邊緣形成的波浪形
    Fig.13 The upper edge of the lower vapor-blanket area takes the shape of a wave

     

     

     

    如果上方完全是非蒸汽膜區,熱氣體無法繞道上升時,擁堵的熱氣體又將如何排放?遇到這種情況,蒸汽膜區的上部邊緣會形成波浪形,氣泡從其浪尖處排出,如圖13所示。此示意圖參照圖4的照片畫出。照片中,交界線以下部分的蒸汽膜區顯得平滑而光亮,這說明下方蒸汽膜內的熱氣體還沒有發生擁堵。

    現在來解答現象七的產生原因:位于非蒸汽膜區上方的交界線處于垂直蒸汽膜區的最下端;而位于非蒸汽膜區下方的交界線,卻處于下方蒸汽膜區的最頂端。在前面討論中已經指出,前者冷卻得快,有利于快速進入沸騰冷卻階段。相反,后者得到從下方不斷輸送上來的格外的熱量,所以交界線擴展得慢。

    四 蒸汽膜內氣體流動中的自組織現象

    開展這項研究目的有三個。1. 說明前述斑馬紋圖案的產生原因。2. 研究本文所述“對流層”內的氣體流動規律。3. 最終說明:在厚度遠小于1mm的蒸汽膜內劃分出層流層和對流層的推斷與實際情況是相符的。

    考慮到熱處理領域還沒有見到過這方面的報導,本文先對自組織現象做一個簡單的介紹。

    4.1 自組織現象簡介[3-7]

    自組織現象指的是自然界中自發形成的穩定的宏觀有序現象。天空中排成斑馬紋的云(俗稱云街)、激光器中的自激振蕩、以及生命現象,都屬于自組織現象。因為自組織現象發生在遠離平衡態的開放系統中,通常無法用熱力學的理論來加以解釋。因此,從20世紀60年代末起,先后產生了好幾個研究自組織現象的學科,比如耗散結構理論、協同學和突變理論等。

    云街 云街

    (a)

    (b)

    圖14 云街:a)是從地面上看到的云街,b)是從飛機上往下看到的云街
    Fig.14 Cloud streets a) the cloud streets seen from the ground b) the cloud streets seen from an airplane when looking downwards
    貝納特花紋

    (a)

    (b)

    圖15 貝納特花紋(a)及其內部氣體的流動規律(b)
    Fig.15 Bnárd convection pattern (a) and the law of the flow of the inside liquid (b)

    值得做專門介紹的是三種發生在流體中的自組織現象。第一種自組織現象是上文提到的云街,如圖14所示。事實上,云街中順著風向平行排列有序的云并不是靜止不動的。它們都是一條一條的滾動著的云氣團。在每一條云團內,熱空氣從云團一邊上升,再從云團的另一邊下降。這樣,云條就滾動起來了。正是這樣的氣流運動,使排列有序的云街圖案得以維持。第二種自組織現象是所謂貝納特花紋,也叫做貝納特失穩流現象。在敞口的容器中盛一薄層液體,并從底部加熱。在液體底部和表面間的溫度差ΔT不大時,液體只以熱傳導方式散熱。這時,從宏觀上看不到變化,說明液體是靜止不動的。而當ΔT超過一定值后,就會通過液體內部產生的某種突變,打破原來的穩定狀態,而引起對流。當流型充分發展時,會看到蜂窩狀結構的六邊形花紋,如圖15(a)所示。這是在底部熱液體上升和表面冷液體下降的驅動力的作用下,靠不同部分的協同作用,自發形成的一種動態的有序結構。圖15(b)是保持這種有序狀態時,內部液體的流動方式。熱液體從六邊形的中心部位上升,冷液體從六邊形的相鄰邊界區下降。液體以這樣的有序結構形式來進行其對流散熱。在一定的ΔT值范圍內,這種有序結構能保持穩定。值的注意的是,從薄層液體的底部有足夠的熱量輸入和從其表面有相當的熱量散失,是維持該有序結構的基本條件。第三種自組織現象是在以同樣方式被加熱的薄層液體中出現的滾卷運動,如圖16所示。這種有序結構也是在底層與表層流體的溫度差達到一定值時產生的。圖16(a)中,熱的流體從一邊上升,失去熱量,然后從滾卷的另一邊下降。這也是該薄層流體的一種對流散熱形式。ΔT繼續增大,到超過一定限度時,圖中的滾卷就變得不穩定,在滾卷中會出現起伏。這種起伏會沿著滾卷的長度方向前后運動,如圖16(b)所示。若ΔT進一步增大,對流形式會變得混亂,以至完全看不到圖16所示的有序圖案。這就叫做進入了“混沌”。據認為,如果細致分析,混沌不是簡單的無序,在更小尺度的混沌里,仍然包含著豐富的內部層次上的“有序”。

    圖16 薄層流體中的滾卷形對流方式

    圖16 薄層流體中的滾卷形對流方式
    Fig.16 Roll-shaped convection patterns in the thin - layer fluid

    自組織現象是發生在遠離平衡的開放系統中的動態現象。這里所說的動態,既指它是運動和變化中的有序結構,也指該系統始終在與外界進行著物質和能量上的交換。就像生命現象,一旦失去了動態,生命(有序結構)也就結束了。

    上述自組織現象的成因和特點,將用來分析試驗中看到的某些現象,并根據實際情況提出對本文所舉現象的解釋。

    4.2 看到的斑馬紋可能是一種自組織現象

    再來分析挨近氣液界面的一個氣團的冷卻過程。可以認為,在垂直表面的上下部位,氣液界面的液面溫度是基本相同的。該團氣體下降過程中,與液相介質的溫度差會減小。但它與內側更熱氣體的溫度差卻在增大。這使它不斷被加熱。隨著該氣團溫度升高,它受到的向下的驅動力會不斷減小。因此,我們認為:該團氣體不可能連續不斷地流到該垂直表面的底部。對流層中的對流只能在很有限的高度范圍內進行。

    可能引起對流的驅動力總共有四個:第一個是層流層的帶動作用所產生的向上的力。第二個是外側的氣體去補充層流層向上流失氣體形成的空缺相應的驅動力。它的方向向內。第三個是挨近氣液界面的氣體因向液相散熱而被冷卻,從而獲得的向下流動的驅動力。第四個是挨近氣液界面的氣體向下流動后,其內側更熱的氣體有緊跟其后填補它原來位置的趨勢。這一驅動力的方向向外。

    有了產生對流的驅動力,不等于就會發生對流。這是因為:不同部位的氣體各有不同的流動方向。這與沒有交通規則時十字路口堵車的情形有點相似。只有交通部門制定了相應的交通規則,并用規則來協調它們的關系,才能解決車輛的擁堵問題。這里的協調問題只能靠內部氣體用自組織的方式去解決。

    參照前面介紹的三種存在于流體中的自組織形式,特別是圖16的滾卷圖案,本文推測:圖5中的斑馬紋反映的是一類自組織現象。但是,要產生自組織的對流,首先需要有某種突變來啟動氣體的流動。啟動起來之后,靠相關的氣體的自組織運動,經過一段時間的自我調節,最后形成了我們看到的自組織花紋。一個斑紋寬度就是一個滾卷區的寬度,冷氣體從滾卷的一側向內流向試樣表面,而熱氣體從另一側向外流向氣液界面。橫向平行排列的滾卷,能協調好它們之間的相互關系。這就成為我們在圖5中看到的斑馬紋。這是蒸汽膜內對流層中的一種對流散熱方式。在蒸汽膜的氣液界面上,冒出熱氣體的部分溫度較高,因而表面張力較低;而吸入冷氣體的部分溫度較低,因而表面張力較高。吹過氣球的人會有這樣的經驗:在膜壁薄的部分容易吹出格外的小泡。那是因為薄的氣球膜壁容易被拉開。同樣的道理,表面張力低的部分的氣液界面也容易被吹動而稍向液態介質方凸起。凸面鏡對光線的發散作用,使隆起的部分看起來比較亮。這就讓我們看到了斑馬紋。

    按照自組織現象的產生規律,這種有序結構的形成應當從蒸汽膜內足夠大的漲落所引起的突變開始。它是一種耗散結構。而耗散結構的存在總是以系統與外界有不斷的物質和能量的交換為條件。這就是斑馬紋只出現在冷卻過程之中的原因。在斑馬紋區域的下方,應當是基本沒有發生對流的區域。在斑馬紋區域的上方,看到的不再是有序的花紋,而是波濤洶涌的表面。估計是進入了對流的混沌階段。通常,垂直和傾斜表面蒸汽膜上冒出氣泡的地方,應當是已經進入混沌階段的部位。

    當然,這只是一種推測,還需要通過更多的試驗觀測和嚴格的數學推導來加以證明。

    五 其它幾種基本朝向蒸汽膜內的氣體流動規律

    有了前面的研究結果,再來討論其它基本朝向類型的氣體流動規律就比較容易了。下面需要研究的只是它們相對于垂直表面的不同之處。

    圖17 傾斜向上表面蒸汽膜的層流層內,熱氣體團發生流動的驅動力較小
    圖17 傾斜向上表面蒸汽膜的層流層內,熱氣體團發生流動的驅動力較小
    Fig.17 In the laminar layer of a vapor blanket that covers a surface inclining upwards, hot gas masses have poor drive to flow

    5.1 傾斜向上表面蒸汽膜內的氣體流動規律

    當表面被傾斜放置時,熱氣體上浮的驅動力F與熱氣體的運動方向就形成一個交角θ。用來推動熱氣體沿表面向上運動的驅動力就減小到Fcosθ,如圖17所示。 按照這種關系,夾角(θ)越大,熱氣體運動的驅動力就越小。于是,在傾斜表面上的蒸汽膜內,熱氣體向上流動的速度必然減小。然而,和垂直表面相比,層流層中熱氣體要走的路程卻沒有改變。流速越小,單位時間內輸送的熱氣體的量也就越少。相應地,開始發生熱氣體擁堵的路程(Lc)就越短。按理,這種朝向的蒸汽膜內也應當有層流層和對流層。由于驅動熱氣體上升的力在朝向介質方向上有大小為Fsinθ的分力,對流會比較容易。發生氣體擁堵后氣泡的排出也會比較容易。

    在向上傾斜的表面上,為解決熱氣體擁堵而排出的氣泡容易從上方離開試樣表面。這就不存在氣泡的上升過程對所路過的蒸汽膜區的影響問題。

     

    圖18 氣泡上升過程中常與向下傾斜的蒸汽膜挨近
    圖18 氣泡上升過程中常與向下傾斜的蒸汽膜挨近
    Fig.18 Ascending gas bubbles tend to come close to a vapor blanket that inclines downwards

    5.2 傾斜向下表面蒸汽膜內的氣體流動規律

    相比之下,向下傾斜的表面上,排出的氣泡在上升過程中卻較難遠離試樣表面,如圖18所示。同時,在蒸汽膜之外,由于冷卻介質受熱總是貼近蒸汽膜向上流動,上方蒸汽膜外的介質溫度也比下方的要高。這些都會減慢上部表面的冷卻速度。在條件適合時,從下方蒸汽膜中逸出的氣泡,在其上升過程中還可能與蒸汽膜相撞而匯合。匯合的結果使局部表面的蒸汽膜突然增厚。由于超過了試樣表面溫度所能維持的蒸汽膜厚度,過多的氣體將再次以氣泡的形式從蒸汽膜中逸出。這一過程將使向下傾斜表面的散熱速度進一步減慢。

     

     

     

     

    圖19 圓柱體上下表面孤立蒸汽膜區的形成過程
    圖19 圓柱體上下表面孤立蒸汽膜區的形成過程
    Fig.19 Separate vapor-blanket areas on the upper and lower surfaces of a cylinder are coming into existence

    5.3 水平表面上孤立蒸汽膜區的形成過程

    淬火冷卻中,當試樣具有水平向上和水平向下表面時,經常會遇到這類問題。首先,參照圖19所示的情形,說明孤立的水平向上和水平向下的表面蒸汽膜區是如何形成的。

    圖19(a)中用帶箭頭的流線所表示的,是保持完整蒸汽膜時,蒸汽膜內層流層的氣體流動規律。蒸汽膜內,從下到上產生的多余熱氣都沿著試樣表面往上流動,最后匯聚到頂平面的蒸汽膜中。由于匯聚了下面輸送來的熱氣體,頂平面內的蒸汽溫度就特別高。溫度高,氣液界面張力就低。大量的熱氣體匯聚和溫度高,使頂平面蒸汽膜的厚度就特別大。表面張力小,多余的熱氣體也容易形成氣泡。于是,多余的熱氣體就以氣泡的形式陸續進入上方的液態介質中。所有這些都不利于頂部表面的降溫,使頂部平面成為冷卻得很慢的部分。此時,整個蒸汽膜內的空間是連通的。水平向上表面的蒸汽膜內,氣體流動所采取的方式既有對流,也有水平方向的層流。而在水平向下表面的蒸汽膜內,因為能從其邊沿向上輸送熱氣體,蒸汽膜內必然有層流層。

    繼續冷卻下去,將出現超前擴展點。對于圓柱形試樣,超前擴展點通常從其底面邊沿的某處產生。隨后,交界線向其它部分擴展。一旦底部邊沿全部變成為非蒸汽膜區,在底平面下就形成了一片孤立的蒸汽膜區,如圖19(b)所示。接下來,交界線沿側面往上擴展。如果側面高度不大,當交界線完成了圓柱側面的擴展時,又會形成如圖19(c)所示的位于頂部表面的孤立蒸汽膜區。在上下兩個蒸汽膜區消失之后,還可能有成團的大氣泡緊貼在試樣的底部表面上,如圖19(d)所示。

    5.4 孤立的水平向上表面蒸汽膜內的氣體流動規律

    在水平向上表面的孤立蒸汽膜區中,溫度最高的氣體位于蒸汽膜內氣體的底層。蒸汽膜的上表面是散熱面,因此,上表面附近的氣體溫度最低。在開始發生對流之前,底層氣體的密度雖然都很小,但周圍都是相同密度的氣體,結果任何部分的底層氣體所受的合力都應當是零。這時,只靠上下層氣體的密度差并不能引起蒸汽膜內氣體發生對流。在這種情況下,蒸汽膜只能靠熱傳導來散熱。當然,這是一種非常脆弱的平衡狀態。事實上,由于存在擾動,氣體內部不同部分之間總會發生一定大小的隨機運動。底層有一小團氣體發生了哪怕是微小的向上位移,這種平衡就會被打破。因為,該氣團立刻會在水平方向被溫度較低因而密度更大的氣體包圍起來,從而受到浮力的作用而繼續上升。在這部分熱氣體上升的同時,原有的脆弱平衡即被破壞。經過氣體內部的自我調節,整個蒸汽層將會以一定的方式進行對流散熱。這與貝納特失穩流現象的產生條件非常相似,只是貝納特失穩流中的薄層液體換成了薄層氣體。有理由認為,這種情況下,蒸汽膜內的氣體對流將以某種宏觀有序的、或者混沌的結構形式進行。

    事實上,從形成完整蒸汽膜起,頂平面上的蒸汽膜就承擔著接納試樣下面輸送上來的熱氣體,并以氣泡的形式把熱氣體排出的任務。這期間蒸汽膜內不缺少引起對流的條件。因此,蒸汽膜內如果出現了某種有序的對流方式,也是在成為孤立蒸汽膜區之前的擾動所促成的。由于缺少水平方向的驅動力,水平向上的孤立蒸汽膜區內的氣體基本上不發生層流。

    5.5 孤立的水平向下蒸汽膜內的氣體流動規律

    當所處的是水平向下的表面時,蒸汽膜內溫度最高因而最輕的氣體位于蒸汽膜的最上層,而溫度更低因此密度更大的氣體則處于離表面最遠的,挨近液體介質的最下層。這種情況下,除蒸汽膜區的邊沿部分外,由于沒有發生自然對流的驅動力,蒸汽膜內的氣體應當保持靜止不動。這會是一種相當穩定的平衡狀態。即便遇到比較大的擾動,也只能引起一時的混亂,而后,還會自動恢復到它的平衡狀態。于是,水平向下的表面,當處于孤立蒸汽膜籠罩時,只能通過蒸汽層的熱傳導來散熱。其結果,在孤立蒸汽膜籠罩時,水平向下的表面通常冷得很慢。

    所有孤立的水平蒸汽膜區,都不容易產生新的超前擴展點。和蒸汽膜區的內部相比,邊沿冷卻得最快。因此,水平向上和向下表面的中心部位總是冷卻得最慢的地方。

    5.6 值得注意的氣液兩相流區

    從大量的圖片中已經看到,在頂面蒸汽膜區的上方,以及側放表面中上部位的蒸汽膜之外,都存在一個介質溫度很高的氣、液兩相流區。這里所說的氣液兩相流區,指的是液態介質中混雜有大量的從蒸汽膜中排出的氣泡的那部分區域。由于該區域的介質溫度總是相對較高,它們多處在向上流動中。無疑,在整個液態介質中,那是一個不利于獲得快冷效果的區域。關于氣液兩相流區的特性及其對工件冷卻情況的影響,將在后續的文章中介紹。

    六 其余現象的解釋

    6.1 為什么底部邊緣容易產生超前擴展點?這種超前擴展點的出現有沒有隨機性?

    參照圖18(a),在完整蒸汽膜期間,底面蒸汽膜內多余的熱氣體通常先繞過底面邊緣,然后再沿垂直的試樣側面往上流動。圓柱底面的棱邊是試樣上的凸出部分,因而是試樣上散熱最快的部位,也是蒸汽膜最薄的部位。這就是超前擴展點首先在底部邊沿上產生的原因。把底部邊沿看成是由很多個小部分所組成的一個圈。這些小部分互為等效厚度部分。通常,超前擴展點不可能在整個邊沿同時出現。究竟出現在其中的哪一個部分,仍然是由隨機因素決定的。

    6.2 飄忽不定的底部氣泡是怎么形成的?它對試樣的冷卻過程有什么影響?

    一旦底部邊緣成為非蒸汽膜區,水平底面蒸汽膜中的氣體就很難通過上升的方式離開底面。在那里,離開蒸汽膜的氣體往往形成孤立的氣泡,然后頂在表面溫度降低到Tb以下的試樣底面上。在底平面溫度還比較高時,氣泡內的蒸汽一時還不能被介質吸收。周圍液體介質的流動,可能使這些氣泡在底面飄來飄去。在飄忽中,與底面殘存的蒸汽膜相遇時,氣泡與蒸汽膜有可能合二為一。因為氣泡遠比蒸汽膜厚,二者的結合會使蒸汽膜區的面積突然擴大和蒸汽膜的厚度突然增加。新增加的蒸汽膜可能覆蓋到原來已經冷卻到Tb溫度以下的表面上。這就成為跨越Tb等溫線的特殊的特厚蒸汽膜區。由于低于Tb溫度的表面沒有能力維持它上面的蒸汽膜;而其它溫度高于Tb的表面也不能維持過厚的表面蒸汽膜,這種特殊的蒸汽膜是不能穩定存在的。在表面張力的作用下,這種特殊的蒸汽膜會分裂成比較穩定的蒸汽膜區和飄忽的大氣泡。這種現象在接近頂部的垂直與傾斜表面上也時常會遇到。

    因為氣體熱傳導的散熱效果最差。上述氣泡,不管是處于飄忽不定時,還是匯合成厚大蒸汽膜區時,都會減慢這些表面的散熱速度。

    七 蒸汽膜內的氣體流動規律

    為便于全面了解蒸汽膜內氣體的流動規律,我們把前面介紹的主要內容匯總在一起成為表1。

    表1 蒸汽膜朝向與其內部氣體流動特點的對比表

    Table 1 The directions that the vapor blankets face and the features of the flow of gas inside the vapor blankets (by contrast)

    蒸汽膜所在部位

    內部氣體的流動規律及相關特性

    流動方式

    氣泡排出位置

    氣泡分離的難易

    可能的散熱方式

    垂直表面

    長距離上升的層流,小于蒸汽膜厚度范圍的對流

    距垂直面下端Lc以上

    容易

    排氣泡,對流,熱傳導,熱輻射

    向上傾斜表面

    同上,但層流層中氣體流動較慢

    距底端遠于Lccosθ部分

    較容易

    同上

    向下傾斜表面

    同上

    同上

    較難

    同上

    水平向上表面

    主要是對流,基本無層流

    蒸汽膜的整個氣液界面

    容易

    同上

    水平向下表面

    基本無層流,基本無對流

    同上

    很難

    熱傳導,熱輻射

    任何工件或者試樣,當以一定的方式放置在液態介質中冷卻時,其整體的冷卻問題都可以分解成該工件上各個局部表面的冷卻問題。因此,只用五種基本類型的流動規律,就可以分析所有工件的冷卻問題。

    八 討論

    有關的事項很多,在此只討論其中的四個問題。

    8.1 淬火變形、開裂與本氣體流動規律的相似之處

    它們都是由內部應力所引起的。因此,就像一個工件內不可能只存在單純的張應力或者單純的壓應力一樣,蒸汽膜內的氣體也不可能發生整體的單向流動。這一道理,也可以用來推斷:蒸汽膜內有層流層就必然存在對流層。這是判斷蒸汽膜內可能同時存在對流層和層流層的另一個方法。

    在工件的內應力超過工件的承受能力后,工件要發生變形、開裂。同樣的道理,當內部氣體的量或者流動的激烈程度超過蒸汽膜的承受能力后,多余的氣體就會沖破蒸汽膜,而以氣泡形式跑掉。

    8.2 再看蒸汽膜期的熱氣體排出過程

    氣液界面產生介質蒸汽的過程,對蒸汽膜期表面散熱具有重要貢獻。多余的熱氣體能以形成氣泡的形式排出,是保證這一過程正常進行的必要條件。因此,某部分蒸汽膜排出氣泡的難易程度,是影響所在表面冷卻速度快慢的重要因素。這應當成為制定工件淬火冷卻工藝時需要考慮的問題。

    8.3 蒸汽膜內氣體的流動規律與是四階段理論的新內容

    蒸汽膜階段是四階段中的第一個階段。因此,蒸汽膜內氣體的流動規律就是四階段理論中新增加的內容。先前提出的四階段理論只描述了蒸汽膜的消失過程,其基本內容為四點圖、超前擴展點的出現、交界線擴展以及交界線借用的有關規律。它研究的只是四階段中的中間階段,因此,現在把這些規律改稱為中間階段理論。這樣,四階段理論中已經發展出了蒸汽膜內氣體的流動規律和中間階段理論兩個部分。

    蒸汽膜內氣體的流動規律是獨立于中間階段理論的另一新的發現。之所以這樣說,原因是:蒸汽膜內氣體的流動規律可以簡單概括為表1,以及由層流層氣體的流動造成的上下表面的溫度差和冷卻速度差。而這些是從試樣表面形成蒸汽膜時開始,一直進行到最后一片蒸汽膜區消失為止。

    中間階段理論描述的是蒸汽膜的消失過程,其基本內容為四點圖、超前擴展點的出現、交界線擴展以及交界線借用的有關規律。在我們提出中間階段理論之時,還沒有研究蒸汽膜內氣體的流動規律。因此,中間階段理論是在不考慮蒸汽膜籠罩區的冷卻是否均勻的前提下提出來的。

    現在揭示了蒸汽膜內的氣體流動規律,知道了只要蒸汽膜存在,就一直在所籠罩區制造著冷卻的不均勻性。這將成為今后應用中間階段理論的基礎。事實上,我們過去用中間階段理論解釋的試驗結果中就包含著蒸汽膜內氣體流動規律的影響,或者說它的貢獻。正因為如此,才有本文開頭提出的那些無法解釋的現象。

    本文討論的蒸汽膜內氣體流動是在地心引力的作用下發生的。在失重條件下將不會有表1所述的規律。但是,本文認為:中間階段理論所述的四點圖、超前擴展點的隨機性以及交界線借用等,即便在失重條件下也是存在的。

    鑒于以上理由,本文認為蒸汽膜內的氣體流動規律與中間階段理論是相互獨立的。

    8.4 本氣體流動規律和中間階段理論起作用的先后和相互關系

    不過,這兩套理論也有它們的共同之處。按行業內傳統的認識,淬火冷卻中,工件上不同部位的冷卻快慢,基本決定于該部位的有效厚度和所用淬火介質的三階段理論的冷卻特性。而現在發現的這兩類因素,都以其各自的規律在工件上造成冷卻的不均勻性。因此,這樣的溫度差是按三階段理論可以說是“格外的”溫度差。

    用實際的例子容易說明這兩項因素起作用的先后和相互關系。在圖1所示的試樣冷卻過程中,入液后長達31秒的時間內,試樣被完整的蒸汽膜包裹著。這期間,按蒸汽膜內氣體的流動規律,球體表面從下到上的溫度差異在不斷地增大。由于是均勻的球體,我們可以粗略地認為,這種溫度差的特點是越往上,表面溫度越高;而在同一高度上,表面溫度則基本相同。到31秒出現超前擴展點之時,這種溫度差異已經達到相當大的程度。

    出現超前擴展點之后,交界線掃過的地方先發生沸騰,然后就進入對流冷卻階段。這就與具有相同高度,但交界線還沒有擴展到的蒸汽膜籠罩區之間產生了冷卻進程上的差異。在仍然被蒸汽膜籠罩區域內,不同高度之間的溫度差異則繼續在增加。 兩者共同作用的結果,會使工件上不同部位之間的溫度分布情況變得更復雜。

    8.5 與淬火變形問題復雜性的關系

    工件的淬火變形是機械制造行業的世界級的難題。這通常指用油和水性介質淬火時出現的淬火變形問題。與被推崇的高壓氣淬和低溫鹽浴淬火相比,這類問題的主要特點,一是變形程度大,二是變形無規律或者說變形數據很分散。雖然采用了多方面的措施,也取得了一定的效果,但是在行業內外,多數人還是認為,問題主要出在淬火冷卻環節。

    某事物經常發生預想不到的較大偏差,通常是未知的重要影響因素在作怪。找到了這些因素及其作用規律,問題就能得到解決。工件淬火變形成為問題,也應當是某些未知因素作用的結果。中間階段理論和蒸汽膜內氣體的流動規律所描述的,正是淬火冷卻過程中的兩類前所未知現象的作用規律。這兩類現象各以自己的規律,一直在工件上制造著溫度差。

    僅以圖1所示的冷卻過程,就可以說明這兩項前所未知的因素對淬火冷卻過程的影響究竟有多大。在入液38.16秒,也就是出現超前擴展點后約7秒,該球體表面上交界線擴展到的地方,發生沸騰冷卻的總時間只有0.6秒。在入液42.28秒,也就是出現超前擴展點后約11.5秒,交界線通過處的球體表面發生沸騰冷卻的總時間只有0.4秒。粗略估計,交界線擴展的總時間為20秒,并以最后一片蒸汽膜消失的時刻作為淬火冷卻的中止時間。于是,從整個冷卻過程的時間分配看:前者在蒸汽膜籠罩下冷卻了38.18秒,靠沸騰方式只冷卻了0.6秒,對流冷卻的時間為12.2秒;而后者的時間分配分別是蒸汽膜42.28秒,沸騰0.4秒和對流8.3秒[8]。這說明,實際工件的淬火冷卻中,與蒸汽膜方式和對流方式相比,沸騰冷卻方式的作用時間最短。在蒸汽膜長期籠罩下工件上產生的溫度差,很可能就是引起超差淬火變形的主要原因。

    我們相信,在精細淬火冷卻技術中,按照它們的規律對這兩類現象加以控制,有可能使工件的淬火變形問題朝根本性的解決邁出一大步。

    參考文獻

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    [8] 張克儉,沸騰冷卻區的寬度及其傳達的信息,熱處理技術與裝備[J],2007,28(6):10-16.


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