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Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 7861 (2022) Citar este artículo

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Los impactos de la turbulencia inducida por rejillas fractales parcialmente cubiertas en la transferencia de calor por convección forzada a través del disipador de calor placa-aleta en el número de Reynolds ReDh = 22,0 × 103 se investigaron numérica y experimentalmente. Los resultados mostraron que las rejillas parcialmente cubiertas brindaban un mayor rendimiento de disipación térmica, con rejillas fractales cuadradas parcialmente cubiertas (PCSFG) registrando un aumento sobresaliente del 43 % en el número de Nusselt en relación con la configuración sin rejilla. El análisis a través de un sistema de velocimetría de seguimiento de partículas únicas (SPTV) desarrollado internamente mostró los hallazgos de la formación única de "Anillo de turbulencia", que proporcionó un pequeño grado de predicción en las oscilaciones periódicas del anillo. Evaluaciones adicionales en PCSFG revelaron la dinámica de flujo entre aletas preferida de (i) alta velocidad de flujo, (ii) fuerte intensidad de turbulencia, (iii) fluctuaciones de flujo vigorosas, (iv) escala de longitud de turbulencia pequeña y (v) eventos de flujo desacelerado elevados. . Estas características se derivaron de los efectos de acoplamiento de los espesores de las barras fractales de varias escalas de longitud al generar una veracidad de los tamaños de los remolinos y una segmentación vertical que produce una mayor tasa de flujo másico al tiempo que induce estructuras favorables de flujo de estela para penetrar en las regiones entre aletas. Los abundantes efectos de tales remolinos energéticos dentro de la matriz de placas y aletas revelaron un poderoso efecto de desprendimiento de vórtices, con PCSFG logrando una frecuencia de fluctuación f = 18,5 Hz cercana a una magnitud óptima. La coacción de tales características limita el crecimiento de las capas límite de las aletas, proporcionando capacidades superiores de transferencia térmica que benefician a la comunidad en el desarrollo de sistemas de transferencia de calor de mayor eficiencia.

Las turbulencias se describen como flujos que poseen movimientos fluidos irregulares, impredecibles y caóticos. La formación de turbulencia está estrechamente relacionada con el comportamiento de las partículas, por lo que la energía cinética excesiva en porciones de fluido puede superar los efectos de la viscosidad que amortiguan las fluctuaciones del flujo1. Se encuentra en los fenómenos cotidianos y tiene una gran capacidad de mezcla debido a las características de difusión intrínsecas de una mayor tasa de transporte de masa, cantidad de movimiento y energía. Tales propiedades de mezcla aumentaron la reconstrucción de las capas límite térmicas de flujo y la probabilidad de reorganización, mejorando así la convección forzada. Hasta la fecha, se han llevado a cabo numerosos enfoques para desentrañar los patrones de flujo orientados a la transferencia de calor. El uso de cuadrículas planas 2D que llenan el espacio ha visto un aumento en la reputación de su efectividad como turbulador, debido a la viabilidad de afinar las geometrías de las cuadrículas para expresar una interacción termofluida preferida, especialmente los famosos diseños de cuadrículas fractales.

Los fractales consisten en estructuras geométricas autosimilares que disminuyen de tamaño, formando iteraciones de patrones complejos2,3. Su dimensión se define utilizando dimensiones fractales no integrales Df, que son diferentes a la geometría euclidiana, donde las dimensiones enteras 0, 1, 2 y 3 se utilizan para representar puntos, líneas, superficies y cubos, respectivamente4. Por lo general, las teorías fractales se utilizan para describir objetos que son de naturaleza irregular y desordenada, con la intención de modelar la rugosidad con detalles más finos, como la descripción de medios porosos fibrosos5,6. Recientemente, los patrones fractales se han integrado ampliamente en las aplicaciones de mejora de la transferencia de calor debido a la creciente demanda de dispositivos de alta eficiencia. Por ejemplo, los trabajos simulados7 y experimentales8 demostraron el uso de aletas en forma de árbol fractal para mejorar el rendimiento de una unidad de almacenamiento de calor latente (LHS). Se demostró que el rendimiento de descarga de energía de la unidad LHS había aumentado significativamente mediante la incorporación de diseños fractales7,8. También se introdujeron turbuladores fractales planos 2D para la gestión de turbulencias, con el estudio pionero realizado por Hurst y Vassilicos9. Sus hallazgos propusieron la existencia de una producción de turbulencia y regiones de decaimiento, que luego fue apoyada por Mazellier y Vassilicos, durante su intento de perfilar la intensidad de la turbulencia de la línea central a lo largo de la corriente como una función de la escala de longitud de la interacción de la estela10. Debido a la naturaleza prometedora de la perturbación del flujo de fluidos inducida por la red fractal a través del ajuste fino de los parámetros de la red, se ve que se implementa en una variedad de trabajos, que incluyen, entre otros, chorros de impacto11,12,13, aumento de la velocidad de la llama14, y recolección de energía15,16.

Las rejillas fractales cuadradas (SFG) en particular han sido ampliamente investigadas debido a su naturaleza distintiva de producción de turbulencia y regiones de decaimiento13,17. Se informó que la turbulencia generada a partir de cuadrículas fractales de escalas múltiples alcanzó intensidades de turbulencia y un número de Reynold de flujo local Re más altos con referencia a una cuadrícula regular típica de una relación de bloqueo similar o mayor σr10,18. Las estelas arrojadas por las barras de la cuadrícula de diferentes escalas de longitud se encuentran a diferentes distancias aguas abajo y, por lo tanto, alargan la región de producción de turbulencia, lo que permite una mayor capacidad de transferencia de calor. Como tal, Melina et al.17 realizaron una investigación exhaustiva sobre la convección forzada de un pasador cilíndrico en la región de producción y decaimiento de turbulencia, y encontraron que SFG obtiene un mayor rendimiento de transferencia de calor en condiciones de alta Re. Estos resultados auspiciosos motivaron el trabajo de Hoi et al.19,20, mediante el cual el equipo investigó numéricamente la correlación de la turbulencia inducida por fractales en el aumento de la transferencia de calor por convección forzada del disipador de calor placa-aleta. Se informó que la colocación de SFG optimizado a lo largo del túnel de viento permite un incremento en el número de Nusselt del disipador de calor de placa-aleta en un 6,1 % con respecto a la referencia20. Los hallazgos destacaron las características especiales logradas mediante la incorporación de diseños fractales, y se determinó una fuerte conjunción entre las variables, a saber, la intensidad de turbulencia I, la velocidad de flujo U, la escala de longitud de turbulencia Lt y el espacio entre aletas δ.

Sin embargo, los resultados numéricos revelaron que el obstáculo de las múltiples interacciones de estela podría retardar la velocidad del flujo de aire20. Tal formación de estela se eleva desde la barra de cuadrícula más grande de SFG, que introduce una recirculación de flujo sustancial que reduce las intensidades de turbulencia en la región entre aletas. Por lo tanto, planteó las siguientes preguntas: ¿Existen otros diseños fractales que puedan inducir una mejor estructura de turbulencia que mejore el rendimiento de la disipación de calor? ¿Será posible mantener las ventajas de las turbulencias inducidas por SFG y, al mismo tiempo, mejorar la transferencia térmica del disipador de calor, incluso en una región específica? ¿Cuáles serán las estructuras de flujo de fluido correspondientes inducidas a través de dicha rejilla de nuevo diseño? El resultado de estas consultas propondría un modelo de cuadrícula novedoso que podría proporcionar información adicional sobre la dinámica de flujo preferida (es decir, la gestión eficaz de la turbulencia) para la disipación térmica. Para la investigación actual, se planteó la hipótesis de que una segmentación vertical de SFG puede acumular la producción de estructuras de flujo de disipación térmica altamente positivas que son ventajosas para la transferencia de calor por convección forzada de un disipador de calor de placa y aleta, allanando el camino para el desarrollo de mayor Sistemas eficientes de transferencia de calor.

La investigación actual ofrece los medios para adquirir una comprensión profunda de las características de flujo de disipación térmica positiva. Como tal, se utilizarán enfoques numéricos y experimentales para deducir y explicar los rendimientos de transferencia de calor entre aletas y placas inducidos por la red, así como la dinámica de flujo entre aletas subyacente. Brevemente, se conectó un túnel de viento de acrílico transparente de una dimensión de 160 × 160 × 2560 mm3 a una entrada de boca de campana con flujo recto, con un ventilador axial (Kruger, SG) emparejado para asegurar una velocidad de aire de entrada en la línea central U0 = 2 ms-1, correspondiente al número de Reynold de ReDh = 22,0 × 103. El uso de turbulador incluye (a) cuadrícula regular (RG), (b) cuadrícula fractal cuadrada (SFG), (c) cuadrícula regular parcialmente cubierta (PCRG) y (d) cuadrícula fractal cuadrada parcialmente cubierta (PCSFG) como se muestra en la Fig. 1a-d, sin configuración de cuadrícula (NG) que actúa como control. El diseño fractal sigue una expresión matemática recursiva simple al definir sus dimensiones físicas en cada iteración fractal N, y el SFG tiene Df = 1.86, calculado usando la ecuación. (1):9

donde B representa el número de patrones en la iteración N y RL la relación de longitud LN−1/L0. Todas las rejillas disfrutan de una relación de bloqueo similar σr = 0,49 y los detalles de las dimensiones de las rejillas, es decir, la relación de espesor tr y la longitud de la barra fractal L se pueden observar en la Tabla 1. Cada configuración de rejilla junto con un disipador de calor de placa-aleta rectangular de 1 × 4 (aluminio 1100-H14) de dimensión 4 × 20 × 160 mm3 fabricados simétricamente a una placa base calentada comparable se colocaron dentro de la sección de prueba del túnel de viento como se muestra en la Fig. 1e, con el espacio entre aletas δ y la distancia rejilla-aleta l deducidas en 5 mm y 10 mm, respectivamente. Se utilizó una placa calentadora (GUNT, DE) para proporcionar un flujo de calor base constante de q'' = 6 × 103 Wm−2. Como tal, las temperaturas instantáneas en los lugares ilustrados en la Fig. 1f se midieron usando siete termopares tipo T y se registraron a través de un registrador de datos (GL800, EE. UU.) durante un lapso de cinco minutos (estado estable). Luego se calculó el número de Nusselt promedio Nu de la placa-aleta con la ecuación. (4) para evaluar empíricamente el desempeño de la convección forzada, como se muestra a continuación:

donde Dh denota el diámetro hidráulico, Aw el área de la sección transversal del túnel de viento, P el perímetro de la sección transversal, Tm la temperatura media del disipador de calor de la placa y la aleta, Tin la temperatura de entrada, Tout la temperatura de salida y kair la conductividad térmica del aire. .

Diagrama esquemático de la viga de llenado de espacio planar 2D de (a) RG, (b) SFG, (c) PCRG, (d) PCSFG, (e) representación geométrica de la sección de prueba del túnel de viento con partícula trazadora adjunta en marco cuadrado y (f ) siete ubicaciones de termopar tipo T en el disipador de calor de placa y aleta.

La configuración también se modeló como un dominio computacional en la investigación numérica utilizando el paquete de software comercial de dinámica de fluidos computacional (CFD) ANSYS-Fluent (ver.0.16.0, EE. UU.). El modelo de estrés de Reynold (RSM) se empleó bajo la discretización espacial contra el viento de primer orden para ofrecer la predicción de la turbulencia inducida por la red. Se prescribieron los criterios de convergencia del residual 10–3 para todos los cálculos computacionales rectores, con la excepción de la ecuación de energía que es 10–6. Los detalles de las ecuaciones gobernantes se pueden consultar en Teh et al.21. Aunque RSM requiere una mayor potencia computacional en comparación con la mayoría de los modelos de viscosidad de remolinos, tiene la ventaja de predecir turbulencias anisotrópicas y no homogéneas con un mayor grado de precisión al resolver ecuaciones de transporte adicionales de tensiones de Reynolds individualmente22,23. Entre los parámetros importantes se incluye el término de correlación presión-deformación que describe principalmente los procesos de producción y transporte de energía de las tensiones de Reynold, las interacciones del campo de gradiente de velocidad media y la fluctuación del campo de velocidad, que son cruciales para dilucidar las estructuras de flujo turbulento23,24.

Además, también se llevó a cabo una prueba de independencia de malla utilizando elementos de tetraedro más finos alrededor de la conformación de aleta de rejilla, con una diferencia porcentual máxima de 0,48 % registrada para Nu a medida que el número de elementos aumentó de 0,8 × 106 a 3,0 × 106. En todos los casos, valores numéricos confiables los resultados estaban asegurados. En consecuencia, se exploraron dos parámetros principales, a saber (δ, l), para el diseño del experimento (DoE) para observar sistemáticamente la influencia individual y la correlación con respecto a Nu (δ, l) de grid-fin, ya que las variables afectan directamente el compacidad de una unidad de intercambiador de calor. Por lo tanto, se introdujeron habitualmente un total de 55 puntos de muestreo (de manera uniforme) en el espacio de diseño, y se aplicó la regresión Kriging para predecir el mapeo de la superficie de respuesta con respecto a los puntos de datos DoE procesados ​​por CFD. La regresión Kriging es una interpolación multidimensional que actúa sobre un modelo polinomial que es adecuado para una respuesta de salida altamente no lineal, como las características afectadas por la turbulencia25,26. Como dicho método simplemente proporciona una aproximación a los posibles escenarios reales, se complementaron 40 puntos de verificación adicionales en el espacio de diseño para atestiguar la veracidad de los resultados. En particular, cada punto de verificación se someterá a una simulación CFD similar, y el conjunto de resultados recién calculado se cotejará con la superficie de respuesta mediante la cual se determinaron las diferencias porcentuales. A través de procesos de verificación con todas las diferentes configuraciones de cuadrícula, se garantizó una discrepancia porcentual máxima del 2,58 % para Nu(δ, l), lo que demuestra la precisión del mapeo de superficie 3D actual en la descripción de los resultados simulados teóricamente.

Posteriormente, se empleó una configuración de aleta de placa de acrílico transparente reescalada (que reemplaza al disipador de calor de aluminio) junto con un sistema de velocimetría de seguimiento de partículas individuales (SPTV) desarrollado internamente para capturar empíricamente las fluctuaciones de flujo inducidas por la red. SPTV introdujo los medios para investigar estructuras de flujo localizadas en un enfoque no intrusivo y económico. Captura la posición espacial concatenada de una partícula trazadora que está ligeramente unida a un hilo de poliéster que fluctúa en una región 'local' entre aletas con un par de cámaras sincronizadas de alta velocidad (ver Fig. 1f). La partícula fue fotografiada por dos cámaras de dispositivos cargados acoplados (CCD) (FLIR Integrated Imaging Solution Inc., CA) en las secciones superior y lateral del túnel de viento a 80 fps, lo que resultó en la compilación de imágenes de 4,82 × 103 por cámara. Los métodos de procesamiento y corrección de imágenes se realizaron luego utilizando el algoritmo MATLAB (R2016b, EE. UU.) establecido internamente para adquirir imágenes de partículas de alto contraste que estaban exentas de la distorsión de las cámaras, errores de refracción y perspectiva. Tales características permitieron la detección precisa del centroide de la partícula en imágenes consecutivas a través de un algoritmo computacional incorporado. A través de la comparación de la ubicación de la partícula trazadora en imágenes sucesivas, las posiciones espaciales se pueden reconstruir en un sistema de coordenadas cartesianas, donde la trayectoria de la partícula, las fluctuaciones de velocidad junto con la dinámica de flujo subyacente se pueden calcular con precisión. Los detalles de los procesos de calibración y corrección se muestran en las siguientes secciones.

Se calibraron dos cámaras de alta velocidad sincronizadas para garantizar la alineación precisa de los ejes ópticos en ortogonalidad entre sí mediante la incorporación de una plataforma de calibración (ver Fig. 2a). El calibrador constaba de 77 círculos blancos dispuestos uniformemente en una matriz de 7 × 11 en los planos X-Y y X-Z, donde se capturaron y analizaron imágenes frontales de los círculos utilizando un algoritmo computacional para atestiguar la desviación máxima de 0,10 mm entre los puntos ópticos. eje y centro de la plataforma, asegurando así el paralelismo del plano óptico de las cámaras con la plataforma. La intersección entre los ejes ópticos denota el origen del sistema de coordenadas, con (x, y, z) representando las direcciones a lo largo, a lo ancho y transversal, respectivamente. Acto seguido, se capturaron las posiciones fluctuantes de la partícula. Las imágenes de series temporales individuales se procesaron aún más mediante un algoritmo sin distorsión en la caja de herramientas de calibración de una sola cámara de MATLAB para minimizar los efectos de distorsión. Brevemente, las imágenes del tablero de ajedrez con matrices cuadradas de 5 × 8 se grabaron primero en 20 orientaciones diferentes usando las dos cámaras y luego se registraron en la caja de herramientas. En consecuencia, se identificaron los parámetros de calibración, es decir, la distancia focal, el centro óptico y el coeficiente de distorsión de la lente, por lo que se realizó un algoritmo personalizado para eliminar la distorsión de todas las imágenes, asegurando la precisión espacial de la partícula SPTV.

( a ) Alineación de cámaras utilizando una plataforma de calibración de matriz circular de 7 × 11, con el conjunto de coordenadas cartesianas en la intersección del eje óptico de las cámaras. (b, c) demostrar la notación utilizada para los procesos de corrección de errores refractivos y de perspectiva. Tenga en cuenta que el error de perspectiva influye en (d) las coordenadas proyectadas de las dos cámaras y (e) es la vista Y–Z correspondiente de la proyección.

Las imágenes antes mencionadas se procesaron adicionalmente para aumentar el contraste de la partícula trazadora mediante técnicas de sustracción de fondo y conversión bitonal. Los píxeles individuales de las imágenes incorporan un valor de píxel que varía entre 0 (negro) y 255 (blanco), con números intermedios que representan tonos de color monocromáticos. Cada valor pixelado se restó con el fondo (imagen sin partícula trazadora) para minimizar los ruidos de fondo. Posteriormente, se introdujo un umbral de intensidad para binarizar las imágenes, es decir, establecer el valor de píxel por encima del umbral en 1 (blanco) y viceversa, de modo que se enfatizó el contraste de la partícula trazadora, logrando así una imagen de alta relación señal-ruido para la identificación de partículas. . A continuación, se determinó el centroide de la partícula empleando la transformada circular de Hough, a la que se puede acceder a través de la función integrada de MATLAB.

El centroide de la partícula trazadora determinado en la etapa actual está sujeto a errores de refracción y proyección. En resumen, los errores de refracción ocurren debido a la curvatura de la luz cuando pasa entre medios de diferentes densidades ópticas. Se observará que las posiciones de partículas detectadas se desplazan de la posición real, como se ilustra en la Fig. 2b. Como tal, se incorporó un módulo correctivo que utiliza la ley de Snell en el algoritmo de MATLAB para abordar las imprecisiones [consulte la Sección complementaria S1]. Por otro lado, la distorsión de la perspectiva provocó un aumento diferente de la imagen de partículas en relación con la distancia desde la lente (ver Fig. 2c). En particular, la relación píxel a distancia varió en diferentes ubicaciones planas, donde la partícula situada más cerca de la lente parecería agrandarse, y un pequeño cambio en la coordenada de la partícula emergería como un gran movimiento detectado por la cámara. Tales repercusiones se minimizaron al descubrir las ecuaciones de proyección de perspectiva [consulte la Sección complementaria S2]. En general, se percibió que todas las imágenes de series temporales de partículas trazadoras se proyectaban sobre un marco de enfoque coincidente con la plataforma de calibración. Dado que se discernieron las dimensiones de la plataforma de calibración, la distancia métrica de la partícula desde el centro óptico se puede calcular mediante la conversión de píxel a longitud. Al ubicar la profundidad de la partícula en relación con la lente de la cámara, se puede determinar la escala métrica correcta y, por lo tanto, se puede calcular una reconstrucción de coordenadas espaciales precisa. Sin embargo, la información de profundidad en la etapa actual depende de la acción complementaria entre ambas cámaras, y aún estaría sujeta a imprecisiones de perspectiva menores. Observando la Fig. 2d, e, la coordenada de la partícula en referencia a ambas cámaras se puede relacionar mediante triángulos semejantes. Por lo tanto, se utilizó un método iterativo para identificar la coordenada de la partícula [consulte la Sección complementaria S3]. Se permite que la información de coordenadas de ambas cámaras se itere hasta que se obtenga un criterio de convergencia de ε = 1,0 × 10–2 mm. Combinando información de ambas cámaras, finalmente se puede realizar una coordenada precisa de partículas (xa, ya, za). Como tal, la fluctuación instantánea de la velocidad en los tres componentes direccionales diferentes se puede calcular, según lo definido por el cambio de desplazamiento en un pequeño intervalo de tiempo entre fotogramas. El empleo de SPTV permite la detección de características de turbulencia y se extraen más para fines de análisis.

Con el fin de confirmar la precisión numérica del RSM actual al revelar los fundamentos de la turbulencia inducida por inserción en la convección forzada de las aletas, se transmite una validación cuidadosa utilizando las mediciones registradas experimentalmente de Hoi et al.19,27. La Figura 3a demuestra la comparación entre el estudio experimental de Nu inducido por NG y SFG con la simulación numérica actual. Evidentemente, se registran bajas diferencias porcentuales de 0,34% y 0,19% para GN y SFG, respectivamente. Del mismo modo, la dinámica de flujo simulada de la cuadrícula fractal, es decir, las velocidades de flujo Uc en sentido de la corriente de la línea central a diferentes x/Dh, también se validan y comparan con datos experimentales. En la Fig. 3b se ve que la velocidad de flujo normalizada a sotavento de la rejilla disminuye × 0,28 de forma no lineal, es decir, desde alrededor de Uc/U0 = 1,9 a 1,4, con una discrepancia máxima del 6,15 % registrada entre los resultados numéricos y experimentales. La modesta diferencia corresponde a la magnitud de Uc/U0 = 0,08, que se cree que se ve afectada por el engrosamiento del tamaño de la malla a distancias alejadas de la cuadrícula en x/Dh = −5,3 para garantizar un cálculo oportuno. Sin embargo, tales sutiles diferencias documentadas en la Fig. 3a, b indican que la convección forzada simulada por RSM y el flujo de fluido encajan bien con el estudio experimental. Por lo tanto, se justifica que el uso actual del esquema numérico sea capaz de predecir la dinámica de flujo inducida por la red para ayudar a la disipación térmica del disipador de calor de aletas con una precisión razonable.

Arriba, validación numérica de (a) Nu para NG y SFG, así como (b) la velocidad normalizada de la línea central de la turbulencia generada por la rejilla fractal contra los datos experimentales de Hoi et al.19,27. Medio, (c) representación geométrica de la colocación de partículas en la sección de prueba del túnel de viento junto con (d) los márgenes de error registrados por SPTV. Abajo, (e) Validación de SPTV de Iz inducida por SFG contra datos experimentales de Lee et al.28.

Asimismo, también se realiza la validación sobre la precisión del actual sistema de detección y reconstrucción de coordenadas SPTV. La partícula trazadora SPTV se había complementado manualmente en la sección de prueba del túnel de viento en posiciones espaciales conocidas. La Figura 3c demuestra la disposición cuidadosa de la partícula trazadora a lo largo de los ejes (x, y, z), con cada ubicación teniendo un tamaño de paso de 1 cm, expansión desde el origen. Posteriormente, las imágenes de partículas se registran en cada coordenada y se analizan utilizando el algoritmo MATLAB, mediante el cual se pueden calcular los márgenes de error (ver Fig. 3d). Claramente, se discierne que los errores porcentuales máximos alcanzados para cada componente direccional son 1,49 %, 1,69 % y 1,62 %, respectivamente, lo que corresponde a la inexactitud más alta registrada de 5,0 × 10−2 cm. Además, la intensidad de turbulencia transversal detectada por partículas SPTV Iz se valida frente a los resultados experimentales mostrados en el trabajo de Lee et al.28 (ver Fig. 3e), mediante el cual las características de turbulencia de la línea central inducida por SFG se detectaron por medio de partículas piezoeléctricas de película delgada. Método de velocimetría de aleteo. Claramente, el SPTV actual detectado Iz concuerda bastante con los datos experimentales informados, con una desviación máxima registrada de 8,24 × 10–3. Dichos errores de juego mínimos implican una alta precisión y confiabilidad en la reconstrucción espacial y la detección de turbulencias, lo que valida la precisión del SPTV actual que caracteriza las turbulencias inducidas por la red.

A partir del estudio numérico, se adquieren las correlaciones entre δ y l sobre la convección forzada del disipador de calor placa-aleta en ReDh = 22.0 × 103. Como se ve en la Fig. 4a, el Nu inducido por RG expresa su convección forzada única en función de Nu(δ, l) con una cobertura de Nu alta más amplia entre todas las configuraciones de cuadrícula que se extiende entre 4,0 mm ≤ δ ≤ 35,5 mm y 10 mm ≤ largo ≤ 75,5 mm. RG logró una distribución de Nu bastante consistente, debido a la asignación uniforme de t0 que genera estelas de turbulencia altamente homogénea e isotrópica acompañadas de una menor perturbación dinámica de flujo. Tales interacciones de estela más débiles disminuyen la interrupción de la capa límite del flujo a lo largo de cada aleta, lo que justifica la menor capacidad general para promover la disipación térmica. En otra nota, se observa que SFG alcanza una cobertura extensa y alta de Nu en comparación con RG, pero más pequeña en la extensión de cuadrículas parcialmente cubiertas (ver Fig. 4b). Tal mejora en Nu contrastando con RG es probable que contribuya a través de las interacciones de escala de múltiples longitudes de las estelas que se originaron a partir de la variedad de espesores de barra fractal de SFG. Claramente, se observa que el aumento de los parámetros (δ, l) tiene efectos de deterioro en Nu, lo que indica que el rendimiento de disipación térmica es muy sensible al ajuste de δ y l. Además, se determina un régimen Nu débil en el intervalo de 15 mm ≤ δ ≤ 25 mm y 10 mm ≤ l ≤ 14 mm. Esencialmente, los δ pequeños son capaces de romper la recirculación del flujo introducida por la estela de la barra fractal de mayor escala de longitud. La placa-aleta interrumpe físicamente las estructuras de estela inducidas por SFG en otras más pequeñas para permitir interacciones termofluidas efectivas20. Como tal, las estructuras de turbulencia podrán adherirse de manera más eficiente a lo largo de la superficie de las aletas y apoyar el avance de la transferencia térmica. Sin embargo, el alargamiento de δ ≈ 20 mm reduce en gran medida este efecto, principalmente debido al deterioro del rendimiento al descomponer la recirculación de flujo grande, lo que posteriormente afecta el parámetro de turbulencia vital, como una intensidad de turbulencia más débil y una velocidad de flujo más baja entre las aletas.

Arriba, la gráfica de contorno numérica 2D Nu inducida por (a) RG, (b) PCRG, (c) SFG y (d) PCSFG en función de l contra δ. Abajo, varias cuadrículas inducidas empíricamente (e) Nu, junto con el NuL de (f) la sección base y (g) la sección de aleta media del disipador de calor de placa-aleta.

Curiosamente, PCRG y PCSFG pueden realizar un dominio efectivo de alta disipación térmica, con un mayor Nu(δ, l) discernido alrededor de 4 mm ≤ δ ≤ 10 mm para el primero y 4 mm ≤ δ ≤ 12 mm el último (ver Fig. 4c, d). La integración de estelas inducidas por t0 más grandes (ver Tabla 1) acompañada de la aceleración del flujo de fluido a través de la separación alineada verticalmente genera interacciones hidrodinámicas beneficiosas que dan lugar a una intensa convección forzada. En particular, el Nu es menos sensible hacia l. La perturbación del flujo inducida por las rejillas parcialmente cubiertas provoca la mayor aceleración local inmediatamente a sotavento de la rejilla. El alargamiento de l aumenta la mezcla del chorro en términos de disipación y difusión dinámicas de flujo a lo ancho ya lo largo de la corriente, lo que finalmente retarda ligeramente la transferencia térmica de las aletas. Sin embargo, Nu disminuye al aumentar δ. La penetración de las fluctuaciones de flujo en la capa límite de flujo de las aletas puede haberse debilitado gradualmente con un δ más grande, lo que favorece el desvío de fluido no deseado. Sorprendentemente, PCSFG puede mitigar la deficiencia de SFG, donde el Nu más bajo generado se observa en una región de mayor δ y l (azul). Esto es posible gracias a la capacidad de la segmentación vertical para evitar la formación de una recirculación de flujo considerable. La ausencia de dicha recirculación acompañada de una mayor velocidad de flujo refuerza las interacciones de estela multitudinarias favorables iniciadas a partir de barras fractales de diferente escala de longitud, potenciando efectivamente el rendimiento de disipación térmica. En general, los contornos 2D Nu sugieren que la implementación de redes parcialmente cubiertas es capaz de proporcionar una mayor disipación térmica incluso con un δ más amplio. Los hallazgos implicarían la posibilidad de utilizar aletas menores a través de la realización de δ más grandes durante la fabricación de la unidad de intercambiador de calor con la implementación de una rejilla parcialmente cubierta, por lo que los costos de material y fabricación podrían reducirse significativamente. Para evaluar aún más estos resultados, los valores óptimos de δ = 5 mm y l = 10 mm se evalúan empíricamente en la siguiente sección para obtener una visión más profunda de las diversas dinámicas de flujo inducidas por la red.

Sin duda, el Nu = 4341.7 más alto probado experimentalmente se logra usando PCSFG como se muestra en la Fig. 4e, con una mejora porcentual notable del 42.9%, en comparación con el control NG. El aumento en Nu es seguido por PCRG, SFG y RG clasificados en orden descendente, con un porcentaje de aumento registrado de 29,2 %, 21,0 % y 12,8 %, respectivamente. El logro de Nu inducido por diferentes turbuladores es comparable a los resultados numéricos realizados a través de RSM, lo que revela el valor de los estudios simulados para predecir la tendencia de la transferencia de calor por convección forzada en el disipador de calor de placa y aleta a través de varias cuadrículas planas 2D. Claramente, los usos actuales de rejillas parcialmente cubiertas son superiores a sus contrapartes de rejilla clásicas en términos de transferencia de calor, lo que sugiere que la implementación de una separación vertical en el plano medio incita dinámicas de flujo favorables que apoyan la convección forzada.

En otra nota, el número de Nusselt NuL localizado en las ubicaciones mencionadas en la Fig. 1f se ilustra en la Fig. 4f, g para identificar las ubicaciones con la máxima transferencia de calor. Curiosamente, el NuL que se muestra en la base de la placa-aleta para todas las configuraciones de cuadrícula mostró simetría, por lo que el NuL surge en la base de la aleta media (posición 2). El NuL(2) más alto alcanzado se registra para SFG debido a la presencia de una asignación gruesa de t0, que genera estelas de una escala de longitud considerable cerca de la región base para una interacción termofluida vigorosa. Sin embargo, los efectos disminuyen lentamente a medida que cambiamos la posición a la línea central, por lo que ahora se observa que PCSFG en la Fig. 4g domina la convección forzada a través de la realización de NuL potente en las regiones entre aletas (posiciones 4, 5 y 6). A pesar del alto logro de NuL, se observa una fuerte disminución cerca de la superficie de la aleta exterior (posición 7) para SFG, PCRG y PCSFG. El fenómeno actual podría indicar la divergencia del flujo de aire lejos del exterior de las aletas, debido al crecimiento de la capa límite del flujo en el borde de ataque de las aletas exteriores. Sin embargo, se observa un fenómeno diferente para RG, donde se observa que NuL(7) es comparable con NuL(5) pero demuestra un deterioro en NuL(6). Las perforaciones RG uniformemente separadas con t0 uniforme generaron regiones alternas de alta y baja velocidad de flujo de aire U sotavento de la rejilla, produciendo una huella de t0 en la disociación para retardar el flujo. Dicha huella se proyecta en el sentido de la corriente hacia la aleta, siendo probable que la posición 6 coincida con ella. La energía cinética de flujo bajo reduce la probabilidad de reorganización del flujo, lo que sabotea la disipación térmica local de la placa y la aleta. En otra nota, las posiciones (5, 7) están integradas en la región inmediata detrás de las perforaciones de la rejilla, que aumenta el NuL debido a la mayor aceleración del flujo. Sin embargo, la convección forzada es notablemente mayor en la mitad de las aletas, es decir, en las posiciones (2, 5) para todas las conformaciones de rejilla. Por lo tanto, la partícula trazadora SPTV se implementa en la línea central x/Dh = 0,125 para investigar la dinámica de flujo que domina los procesos de transferencia térmica.

La Figura 5a ilustra la U normalizada con U0, es decir, U/U0 inducida a través de las diferentes cuadrículas planas 2D. La U se mide por medio de un anemómetro de hilo caliente (Testo 405i, DE) en la línea central x/Dh = 0,125 en ausencia de un conjunto de placas y aletas. En particular, la U/U0 generada a través de varias cuadrículas muestra una tendencia similar a la de Nu, con U(PCSFG) > U(PCRG) y U(SFG) > U(RG). Es conocido que la implementación del turbulador permite la aceleración del flujo de aire debido a la contracción repentina del paso del flujo. La introducción de una separación alineada verticalmente en las cuadrículas parcialmente cubiertas promueve la formación de chorros en el plano medio, debido al principio de conservación de la masa. Tal separación reduce efectivamente el paso de fluido indeseable alrededor de las aletas de placa y regula enérgicamente el fluido de trabajo para que penetre en las regiones entre aletas. Además, el flujo de aire acelerado entre el conjunto de aletas impone una mayor tensión de cizallamiento en la pared a lo largo de las superficies de las aletas, lo que limita el crecimiento de la subcapa viscosa, lo que mejora de manera efectiva la convección forzada.

Varias cuadrículas inducidas (a) U/U0, (b) I, (c) L/δ normalizado en (x, y, z) componentes direccionales en la línea central x/Dh = 0,125 y distribuciones de probabilidad acumulada de (d) v'2 y (e) w'2.

Aunque la separación del plano medio se emplea tanto en PCRG como en PCSFG, todavía se documenta una mayor disipación de calor para el último. La mejora en Nu para PCSFG en contraste con PCRG puede deberse a las interacciones de estela de escala de longitud múltiple a través de la multiplicidad de espesores de barra fractal. Como se informó anteriormente17,29, la interacción entre el flujo de aire acelerado y las estructuras de estela a través de la variedad de espesores de barras fractales promueve la generación de remolinos turbulentos de múltiples escalas. Los remolinos a pequeña escala inducidos a través de barras fractales más delgadas se describen para facilitar de manera efectiva la disipación de calor entre placas y aletas a través de la cascada de energía dinámica de flujo. La formación de estructuras de remolinos anisotrópicos y no homogéneos que abarcan una colección de tamaños y frecuencias aumenta la probabilidad de interrupción de las capas límite del flujo a lo largo de las aletas. Por el contrario, PCRG genera capacidades de agitación de flujo más débiles debido a la formación de turbulencia isotrópica y homogénea por asignación uniforme de t0. Con el empleo actual de PCSFG, los fragmentos críticos de remolinos turbulentos se pueden filtrar a lo largo de las regiones entre aletas, el acoplamiento con la alta U/U0 desencadena la reorganización activa de las capas límite del flujo, lo que expone el evento donde Nu(PCSFG) > Nu( PCRG).

Además, los turbuladores planos 2D generan estelas con capas de cizalla intensificadas que conducen a la formación de remolinos de turbulencia. Para cuantificar la intensidad de turbulencia regional I, la raíz cuadrada media de las fluctuaciones de velocidad detectadas por SPTV se racionaliza con U0:

donde 〈u'2〉, 〈v'2〉 y 〈w'2〉 representan el conjunto promedio de las fluctuaciones de velocidad al cuadrado en las direcciones (x, y, z), respectivamente. Como se ilustra en la Fig. 5b, el paradigma demostrado por I para las diversas cuadrículas siguió de cerca al de Nu, lo que implica una correlación positiva entre los dos, es decir, mayor I da lugar a mayor Nu. Evidentemente, los I inducidos por las rejillas parcialmente cubiertas son comparativamente más intensos que los de las rejillas completamente cubiertas, después el NG de control. Como se mencionó en las secciones anteriores, el nivel elevado de I documentado para PCSFG y PCRG se debe a la eliminación de la recirculación del flujo debido a la ausencia de barras de rejilla en la región de la línea central. El flujo de aire altamente acelerado interactúa directamente con la placa-aleta, reestructurando las dimensiones favorables de la estela que proporcionan la intensa energía necesaria para que los remolinos turbulentos vigorosos se infiltren en las regiones entre las aletas.

Para conceptualizar los efectos de I inducidos por varias cuadrículas, las trayectorias de las partículas trazadoras se muestran en la figura 6a, b, donde las primeras representan el plano Y–Z (vista transversal) y las últimas representan el plano X–Z. plano (vista lateral). Claramente, se observan fluctuaciones más pequeñas para las configuraciones NG y RG, donde las áreas de cobertura frontal A con respecto al plano Y–Z se registran en un mínimo de 1,2 mm2 y 1,4 mm2, respectivamente. A través de la amalgama de barras fractales, se observa que SFG alcanza un mayor A = 2,9 mm2 que se parece bastante a la forma de una media luna. Curiosamente, ambas rejillas parcialmente cubiertas desarrollan una estructura elíptica a partir de la trayectoria de la partícula, lo que sería apropiado para abordarlo como un 'anillo turbulento'. La formación del anillo puede significar la generación de estructuras de flujo nuevas y únicas, ya que muestra un pequeño grado de previsibilidad en las oscilaciones periódicas del anillo de la partícula, a pesar de la naturaleza caótica de la turbulencia. Sin embargo, se observa una mayor amplitud de fluctuación a partir de la trayectoria de partículas generadas por PCRG y PCSFG, especialmente en las direcciones y y z, que son vitales para perturbar el flujo y las capas límite térmicas. Las estructuras de rejilla incompresibles en dos lados del turbulador generan remolinos de vórtice multidireccionales que proporcionan una energía vibratoria sustancial, como lo indica la formación del espacio anular. Tales remolinos poderosos se filtran con fuerza dentro de las regiones entre aletas, lo que limita efectivamente el crecimiento de las capas límite térmicas, lo que aumenta la probabilidad de transferencia de calor a través de la convección forzada. Sorprendentemente, la A de PCRG es mayor que PCSFG a pesar del menor logro de I. Distintas dinámicas de flujo inducidas por PCSFG consolidaron la trayectoria de la partícula en una fluctuación de flujo densa e intensa alrededor del anillo considerable. El fenómeno puede implicar que los remolinos de varias escalas triturados de PCSFG pueden distribuir la inmensa energía alrededor de la circunferencia del anillo. A medida que fluctúa dentro de la región entre aletas, las estructuras de turbulencia energética pueden adherirse a la superficie de las aletas de manera más efectiva, reestructurando así las capas límite del flujo de una manera más precisa. A diferencia de PCRG, que tiene una dimensión de anillo más pequeña junto con una característica de difusión en el régimen interior. Tal efecto de difusión dispersa la energía del flujo a regiones intermedias no deseadas y debilita la distribución de energía alrededor del espacio anular, reduce aún más la probabilidad de ruptura de la capa límite, lo que retrasa los procesos de transferencia de calor.

Trayectoria de la partícula trazadora SPTV en la vista (a) transversal y (b) lateral inducida por varias turbulencias de rejilla.

Para describir más detalladamente las intensidades de fluctuación, la distribución de probabilidad acumulada (CP) en v'2 y w'2 para la variedad de turbuladores se muestra en la Fig. 5d, e. Como se muestra en la Fig. 5d, NG y RG tienen un pequeño rango de fluctuaciones a lo largo del tramo, por lo que se registra el 95 % de v'2 menos de 3,8 m2s−2 y 10,7 m2s−2, respectivamente. Mostró una gran diferencia con SFG ya que el 95% de v'2 está por debajo de 233,8 m2s−2, lo que implica una gran elevación en la amplitud de fluctuación. Sin embargo, la fuerza sigue siendo inferior a las redes parcialmente cubiertas, con PCSFG registrado con una mayor probabilidad de fluctuaciones más fuertes aproximadamente entre 80,0 m2s−2 < v'2 < 440,0 m2s−2 en comparación con PCRG. Del mismo modo, en la Fig. 5e, la tendencia general de w'2 mostró diferencias menores con v'2, donde todavía se observa una clara distinción de variaciones más amplias de w'2 para PCSFG, junto con PCRG, SFG, RG y NG clasificados en orden descendente. El evento es evidente en el percentil cinco superior, ya que PCSFG realizó la variación más alta de w'2 > 381,1 m2s−2. Las pronunciadas v' y w' dan lugar a un mayor desarrollo de A, lo que sugiere que se está agitando un área más grande del límite de flujo en la región localizada entre aletas, por lo que presenta una ventaja única para soportar una potente disipación térmica. Además, la Fig. 5d, e mostró que los diseños fractales (SFG y PCSFG) generalmente producen una mayor variedad de fluctuaciones de flujo en comparación con los diseños regulares (RG y PCRG). El hallazgo es crucial, ya que respalda aún más el concepto de que los flujos inducidos por PCSFG son capaces de heredar características de turbulencia similares a las de SFG, por lo que se generan remolinos de múltiples escalas a partir de la multitud de espesores de barras fractales y se filtran dentro de las aletas. Con la fusión de dicha característica y el beneficio adicional del flujo de aire acelerado en la línea central, PCSFG induciría estructuras de turbulencia altamente efectivas para mejorar la transferencia de calor por convección forzada, que es excepcionalmente adecuada para aplicaciones de enfriamiento localizadas.

En el caso del flujo de aire turbulento, también se deben considerar los efectos de la escala L de longitud integral de turbulencia en la transferencia de calor por convección forzada, ya que revela una interacción termofluida crítica en la transferencia térmica del intercambiador de calor17,29. L proporciona una representación de la dimensión espacial de los vórtices turbulentos. Tales L se calculan integrando la función de autocorrelación normalizada de la fluctuación de la velocidad con respecto al lapso de tiempo, utilizando la ecuación. (7):

donde Rf' representa la función de autocorrelación normalizada de la fluctuación de la velocidad, f' los componentes direccionales de las fluctuaciones de la velocidad (u', v', w'), τ el lapso de tiempo, T el primer cruce por cero de Rf' y < . > la media del conjunto. La L generada a partir de las diferentes cuadrículas planas 2D se racionaliza con δ, es decir, L/δ y se muestra en la Fig. 5c.

Como era de esperar, se considera que el L/δ inducido por NG en las direcciones (x, y, z) es el más alto. El flujo de aire enderezado solo está sujeto a las tensiones de cizallamiento de la pared de las superficies del túnel de viento, que carece de obstrucciones de flujo antes de la filtración de placas y aletas, por lo tanto, mayor L/δ. Por el contrario, L/δ se reduce sustancialmente con el uso de cuadrículas que llenan espacios: una consecuencia directa de las barras de cuadrícula para llenar los espacios planos. Curiosamente, RG y SFG desarrollaron un L (z) / δ comparable, pero contrastan en referencia a la corriente y al tramo. El evento sugiere que se prefiere un L(y)/δ considerable por SFG para la convección forzada ya que Nu(SFG) > Nu(RG), y podría imponerse mediante la realización de L(x)/δ más pequeños. Al considerar los vórtices que giran en el plano X–Z, la disminución de L(x)/δ aumenta la velocidad angular de los vórtices alrededor de la dirección y ωy, pero a su vez extiende la línea del vórtice lateralmente debido a la conservación del momento angular, es decir, el estiramiento del vórtice . El alargamiento de las estructuras de vórtice interactúa efectivamente y rompe la capa límite de las aletas. Hoi et al.27 informaron hallazgos similares, y justifican los beneficios de L(x)/δ más pequeños para mejorar la transferencia de calor, ya que fomenta la formación de L(y)/δ más grandes para interrumpir la capa límite de flujo de las aletas con mayor eficacia. La implicación coincidió estrechamente con la L inducida por RG, pero presenta un efecto opuesto de elongación en el sentido de la corriente, que dirige la energía del flujo a un régimen intermedio no deseado que disminuyó las probabilidades de agitación de las capas límite.

Sin embargo, un L/δ pequeño en general sigue siendo favorable para la transferencia de calor por convección forzada, ya que se observa que las rejillas parcialmente cubiertas inducen un L/δ relativamente pequeño y uniforme. Los hallazgos se respaldan con referencia a literatura previa20,30,31,32, en la que las transferencias de calor más altas generalmente se logran en L más bajo. La contracción del flujo debido a los dos segmentos de rejilla parcialmente cubiertos colocados a lo largo de cada lado del túnel de viento podría haberse desarrollado una gran cantidad de pares de vórtices similares pero que giran en sentido contrario. El par de vórtices que se oponen en movimiento maximiza la tensión del flujo de aire, lo que induce remolinos muy intensos con diámetros más pequeños. Tal desarrollo de remolinos posiblemente podría clasificarse a lo largo de las superficies de las aletas y promueve la transferencia de calor a través de la cascada de energía dinámica de flujo.

En general, los efectos de acoplamiento de (Uhigh, Ihigh, Llow) como se demuestra en PCSFG inducen estructuras de flujo que son favorables para mejorar la transferencia de calor. Los resultados expresados ​​en la sección actual mostraron que SPTV es viable para proporcionar datos informativos para describir la dinámica de flujo de disipación térmica preferida. Sin embargo, uno podría preguntarse si la investigación en una región localizada específica utilizando partículas SPTV en la línea central de entre aletas es suficiente para concluir para toda la matriz de placas y aletas. Por lo tanto, las predicciones numéricas se utilizan a continuación para describir la dinámica general del flujo entre aletas en términos de isosuperficies y contornos 2D para agregar las limitaciones de los hallazgos experimentales actuales.

Las isosuperficies de (i) U/U0 = 2,38, (ii) I = 0,33 y (iii) el contorno 2D de la escala de longitud de turbulencia Lt en x/Dh = 0,125 se muestran en la Fig. 7 para predecir la dinámica de flujo subyacente a un nivel más pronunciada región entre aletas. Al centrarse en RG en la Fig. 7a, se observa que es poco probable que la alta U/U0 penetre a través de la matriz de placas y aletas. Las perforaciones distribuidas uniformemente de RG generaron una baja aceleración de flujo que se disipa rápidamente y se dispersa con el impulso del fluido tardío circundante a sotavento de la rejilla, lo que impide que se regule la alta U/U0 en las separaciones entre aletas. Además, la distribución de la isosuperficie de I fuerte en la Fig. 7b se percibe dividida en segmentos, con vacíos más grandes que surgen entre la segunda y la tercera aleta, debido a las huellas t0 de la geometría de la cuadrícula de barlovento. Los hallazgos respaldaron el NuL inducido por RG como se menciona en la Fig. 4g, por lo que la alteración de NuL alto y bajo (4, 5, 6) coincide agradablemente bien con alteraciones de las isosuperficies I, lo que respalda aún más la correlación positiva entre I y Nu.

La representación de la isosuperficie de la sección transversal de (a, d, g, j) U/U0 = 2,38, (b, e, h, k) I = 0,33; y (c, f, i, l) la gráfica de contorno 2D de Lt inducida desde varias cuadrículas en x/Dh = 0,125. Nótese que δ = 5 mm y l/Dh = 0,0625.

Pasando a SFG, se observa que la isosuperficie 3D de U/U0 en la Fig. 7d puede penetrar bien a través de las separaciones entre aletas. La incorporación de flujo de aire que forzó a través de SFG de t0 más grueso junto con la dimensión fractal distribuida de manera desigual estimula significativamente los flujos de chorro, produciendo fluido de trabajo de alta velocidad de flujo para infiltrarse predominantemente a través de la matriz de aletas. Tal estructura de flujo aumenta la probabilidad de perturbaciones de flujo, lo que contribuyó a la distribución de I fuerte en la isosuperficie, como se muestra en la Fig. 7e. Curiosamente, se percibe que las distribuciones de la isosuperficie tanto para U/U0 como para I inhiben la alta porosidad de la isosuperficie, con vacíos dispersos hacia las partes superior e inferior de cada aleta intermedia. El flujo recirculado a sotavento de las barras fractales incurre en un retardo de flujo considerable, produciendo una huella de t0 isosuperficie disociada. La fusión de dicha transición entre las interfaces potente y frágil puede disminuir la posible reorganización del flujo y las capas límite térmicas a lo largo de las aletas, que sabotean la disipación térmica local.

Por el contrario, la dispersión de isosuperficie U / U0 altamente uniforme para PCRG y PCSFG se puede ver claramente en la Fig. 7g, j, respectivamente. De manera aprensiva, los chorros no solo se crean y aceleran a través de las perforaciones del inserto a través de la introducción repentina de una rejilla incompresible, sino que, lo que es más importante, la dinámica del flujo también se acumula simultáneamente alrededor de la segmentación del plano medio, lo que permite que el aire se acelere y penetre más profundamente. y más uniformemente, aumentando así los transportes de cantidad de movimiento escalar y de flujo. Además, la densidad de distribución de la isosuperficie más densa se puede percibir claramente con PCSFG en comparación con PCRG. En particular, se registran discontinuidades menores para el primero en comparación con SFG, lo que sugiere que el efecto de las múltiples interacciones de estela en la reducción de la velocidad del flujo se ha mitigado significativamente. Las distribuciones I fuertes de PCRG y PCSFG son de mayor extensión con aparentemente la menor variación en términos de uniformidad respectiva (ver Fig. 7h, k). A través de un acoplamiento efectivo entre la turbulencia inducida por la red y la matriz de placas y aletas aguas abajo, inicia la segunda etapa de filtración de remolinos de flujo, lo que conduce a una fluctuación de flujo de fluido única y predominante junto con una potente dinámica de flujo para penetrar en la matriz de aletas. Como resultado, PCRG y PCSFG potencian una vigorosa interacción aleta-estela que aumenta efectivamente la convección forzada.

Además, también se investigan los contornos 2D Lt calculados numéricamente generados por las diversas conformaciones de cuadrícula. Dicho Lt calculado numéricamente se define como33:

donde κ denota la energía cinética de la turbulencia, ε la tasa de disipación del remolino de la turbulencia y \(C_{\mu }\) una constante modelo de Cμ = 0,09. En la Fig. 7c, f, se ve claramente que la configuración RG incita el Lt entre aletas más grande, mientras que el dominio de no uniformidad se puede observar con SFG. Es cierto que la región de Lt alto de ambas cuadrículas está asociada con el t0 correspondiente de la geometría de la cuadrícula de barlovento. El lapso considerable de t0 da lugar a estelas de mayor escala de longitud, lo que genera niveles de cizalladura sustanciales y, posteriormente, remolinos más grandes a través de interacciones hidrodinámicas de flujo de estela. Por el contrario, las barras fractales de escala más pequeña de SFG promueven la producción de remolinos más pequeños, que pueden filtrarse y diseminarse potentemente a las regiones del complemento de la huella t0. Curiosamente, los remolinos a pequeña escala se determinan en la Fig. 7i, l para propagarse y distribuirse uniformemente para PCRG y PCSFG, similar a los hallazgos anteriores en la Fig. 5c. La ausencia de la primera barra fractal iterativa en la segmentación del plano medio erradica la acumulación de estelas de escala de gran longitud, evitando así la formación de grandes remolinos turbulentos directamente a barlovento de las aletas. Lo que es más importante, se encuentran fragmentos minúsculos pero vitales de remolinos turbulentos que se acercan y se unen activamente a lo largo de las superficies de las aletas, lo que puede facilitar de manera efectiva la transferencia de calor placa-aleta a través de la cascada de energía de flujo, lo que mejora el proceso de convección forzada. En general, se determina que las amalgamas de (Uhigh, Ihigh, Lt-low) son las características favorables para procesos de transferencia térmica potentes. Dichos hallazgos numéricos coinciden estrechamente con la dinámica de flujo detectada empíricamente en la línea central x/Dh = 0,125, lo que justifica el uso actual de SPTV para describir las propiedades de flujo de disipación térmica positiva. Por lo tanto, se lleva a cabo un análisis estadístico para un análisis riguroso de las características del flujo inducido por la red.

La asimetría S y la curtosis K, que representan la simetría y los extremos de la distribución de datos, se utilizan para analizar estáticamente los componentes de aceleración inducidos por las cuadrículas planas (ver Fig. 8a, b). Se calcula de acuerdo con las ecuaciones:

donde, a representa la aceleración e i denota los componentes direccionales (x, y, z).

Arriba, varias turbulencias inducidas por rejilla en (a) S y (b) K de aceleración de partículas SPTV en los componentes direccionales (x, y, z). Abajo, el histograma apilado de los componentes de aceleración inducidos por (c) NG y (d) RG.

Innegablemente, la distribución gaussiana de los datos tiene valores de asimetría y curtosis de 0 y 3, respectivamente. Se observa en la Fig. 8a, b que las distribuciones de aceleración para NG y RG se aproximan al valor sugerido, y el histograma apilado (ver Fig. 8c, d) verifica que los componentes de aceleración están distribuidos normalmente. Los datos recopilados siguen de cerca las características de las distribuciones gaussianas, en las que aproximadamente (68,2 ± 1,2) %, (95,5 ± 0,7) % y (99,7 ± 0,2) % de todos los componentes de aceleración inducidos por NG y RG se encuentran dentro de ± 1, ± 2 y ± 3 desviación estándar de la media, respectivamente. Sin embargo, tales componentes tienen una ligera asimetría positiva, donde S(NG) < S(RG). Los resultados significan un aumento en el flujo acelerado para RG en comparación con NG, especialmente en la dirección de la corriente. Claramente, se observa un comportamiento no gaussiano para SFG, PCRG y PCSFG, donde (|S|> 0, K > 3) se registran para el primero y (|S|> 0, K < 3) para el último dúo . El ± S logrado por SFG implica eventos turbulentos desacelerados extremos documentados en las direcciones (x, y), junto con aceleraciones turbulentas en la dirección z. Estas aceleraciones se consideran raras e intensas, como se indica con K > 3 positivo alto. Curiosamente, se registran desarrollos S similares para las cuadrículas parcialmente cubiertas, pero muy dispares en K, como es evidente en la Fig. 8b. La realización de K ≈ 2 para PCRG y PCSFG representa un aumento en la probabilidad de eventos turbulentos extremadamente desacelerados (ax, ay), lo que muy bien podría implicar la alta ocurrencia de direcciones de flujo alternas que se intensifican hasta la formación de copiosos vórtices.

Sin duda, se ve que PCSFG manifiesta la mayor asimetría negativa de S = −0.12 para ay, lo que puede sugerir la preferencia por exhibir estructuras de flujo extremadamente desacelerado en la dirección lateral para una fuerte interacción termofluida entre vórtices colaborativos altamente potentes y numerosos. El S negativo comparable (ax, ay) indicó que los pequeños remolinos L están compactados con circulaciones intensas de flujo en el plano X-Y. Tales efectos de hacinamiento de remolinos densos y poderosos acompañados de aceleraciones verticales menores permiten que un régimen extendido esté expuesto a la reorganización de la capa límite de las aletas, generando así estructuras de flujo de disipación térmica altamente positivas. A pesar de que PCRG exhibe una S(ax) negativa mayor, se ve privada de la S(ay) negativa vital, por lo que amortigua la fuerza de la circulación del flujo y las capacidades de convección forzada. Sin embargo, las mayores visualizaciones de tales eventos en comparación con SFG permiten Nu(PCRG) > Nu(SFG), a pesar de que la polaridad numérica de S registró similitud. Por el contrario, NG y RG demostraron circulaciones de flujo moderadas, por lo tanto, el bajo Nu. En general, los eventos extremos de flujo desacelerado son capaces de formar vórtices de flujo intenso, lo que es beneficioso para la ruptura de la capa límite de las aletas. Todavía se requiere más investigación para descubrir los perfiles S y K en diferentes localidades entre aletas, a fin de descubrir las estructuras de flujo generales que son preferibles para maximizar la convección forzada del disipador de calor de placa y aleta.

Al comparar los efectos de varias redes en su desempeño de transferencia de calor, es importante considerar la PSD de flujo, que descifra la fuerza de las fluctuaciones de velocidad de acuerdo con el dominio de la frecuencia. Tal hazaña se logra utilizando la transformada de Fourier en la función de autocovarianza no normalizada de la fluctuación de la velocidad con respecto al tiempo, y se define de la siguiente manera:

donde P(f) representa la PSD en función de la frecuencia f, rf la función de autocovarianza no normalizada de las fluctuaciones de velocidad y j la unidad imaginaria. Los PSD logrados por las cuadrículas planas 2D bajo la influencia de ReDh = 22 × 103 se ilustran en la Fig. 9. Vale la pena mencionar que el perfil se sometió a un período de promedio móvil de 10 lapsos para minimizar los ruidos aleatorios.

PSD promedio móvil de período de 10 lapsos de fluctuación de velocidad inducida con varias cuadrículas en ReDh = 22,0 × 103.

Claramente, el nivel de energía demostrado por las redes parcialmente cubiertas es mucho más alto en comparación con las contrapartes totalmente cubiertas, a saber. un aumento impresionante de aproximadamente × 102, con GN registrado en el estado de energía más bajo. El fenómeno coincide con el perfil I en la Fig. 5b, lo que indica una alta coherencia entre el nivel de energía y la intensidad de la turbulencia, es decir, una I alta da lugar a una PSD alta, y está respaldada por hallazgos en literatura previa27,34. Se observa que la P(f) de todas las configuraciones de rejilla disminuye con el aumento de f, pero continúa aumentando en los dominios de frecuencias más altas, y luego una segunda etapa de decaimiento. Curiosamente, las regiones iniciales de decaimiento de P(f) exhiben un perfil de reducción similar al de la ley de Kolmogorov, es decir, con un exponente que se aproxima a −5/3. Se observa que la mayoría de las cuadrículas siguen el exponente de decaimiento en un amplio rango de frecuencias, excepto PCSFG, donde f−5/3 solo se documenta en una banda estrecha, es decir, aproximadamente entre 4 Hz < f < 7 Hz. Tal disimilitud registrada para PCSFG, en particular el rango restringido del régimen f-5/3, podría indicar la formación de una estructura de flujo distinta y única. Como se ve en la Fig. 9, los rangos de frecuencia para PCSFG entre 0 Hz < f < 4 Hz demostraron una disminución más pequeña, manteniendo así un nivel de energía más alto en comparación con otras configuraciones de red. Como resultado, los remolinos que transportan energía de amplias frecuencias y escalas de longitud atraviesan las regiones entre aletas y soportan una potente transferencia de calor por convección forzada. La eliminación de la barra fractal más grande en la segmentación media del PCSFG socava las formaciones de estela y reduce los obstáculos para la estructura del flujo en sentido de la corriente. Los remolinos que se desprenden de varios espesores de barras fractales experimentan una menor obstrucción del flujo debido a los impactos mínimos de recirculación, lo que permite una distribución coherente de la energía a través de los vórtices de todas las escalas de longitud. Con la multitud de remolinos energéticos que barajan los límites del flujo, la fuerza de convección del calor a lo largo de las superficies de las aletas sería más eficiente, y así se lograría el Nu superior logrado por PCSFG.

Como se mencionó anteriormente, el nivel de energía aumenta en rangos de frecuencia más altos y es excepcionalmente pronunciado para las redes planas parcialmente cubiertas. La separación del plano medio alineada verticalmente induce una fluctuación de flujo distinta, lo que da como resultado un poderoso efecto de desprendimiento de vórtices, lo que justifica la excitación en el pico P(f)17,35. Además, se observa que los niveles de energía elevados abarcan una amplia gama de frecuencias, con un rango de PCSFG > PCRG. El fenómeno puede implicar que las rejillas parcialmente cubiertas son capaces de generar una amplia gama de remolinos de escala múltiple de alta energía a través de (i) la turbulencia inducida por la separación de la rejilla de la primera etapa y (ii) la filtración de remolinos de aleta de placa de la segunda etapa para un intenso proceso de desprendimiento de vórtices. Como el PCSFG se compone de diferentes espesores de barras fractales, habría mayores variaciones en la escala de longitud de los remolinos y, por lo tanto, una mayor variedad de frecuencias. Por el contrario, la utilización de rejillas completamente cubiertas enmascaró el poderoso efecto de desprendimiento de vórtices y se atenúa aún más en la configuración NG. El uso de SFG genera una intensidad de turbulencia sustancial en la línea central de x/Dh = 0,125, y se inferiría que el nivel de energía sería mayor que RG, ya que I(SFG) > I(RG). Sin embargo, la presencia de la barra de rejilla más grande en SFG produce una estela considerable con un flujo sustancial que recircula en ella. Esto provoca la ruptura de las estructuras de vórtices, lo que crea una formación de desprendimiento de vórtices menos pronunciada28. Aun así, la transferencia de calor prominente de SFG, a saber. Nu(SFG) > Nu(RG) se debe a la distribución efectiva de la energía cinética del flujo en la capa límite de las aletas en agitación, como lo indica la mayor dispersión de la trayectoria de las partículas, especialmente en la dirección transversal. En cuanto a NG, el impulso del flujo se sabotea en gran medida, lo que hace que disminuya el desprendimiento de vórtices y el nivel de energía. Sorprendentemente, el perfil de energía demostrado por NG y RG es muy idéntico, lo que revela el impacto de las cuadrículas planas 2D en el aumento de los niveles de energía de flujo preferibles para la transferencia de calor por convección forzada.

Tras inspecciones más detalladas, se observa que los picos de P(f) se registran en diferentes frecuencias, con la realización más baja de f = 18,45 Hz por PCSFG, luego PCRG, SFG, NG y RG clasificados en orden ascendente. Las diferencias en las frecuencias podrían sugerir la presencia de una frecuencia de fluctuación óptima fλ que maximiza la transferencia de calor a través de la convección forzada en el disipador de calor placa-aleta. Como se sugiere en30, las frecuencias de fluctuación de velocidad en los dos extremos de fλ son ineficaces en la transferencia térmica, ya que las frecuencias altas (f/fλ ≫ 1) contribuyeron a los efectos de difusión, mientras que las frecuencias bajas (f/fλ ≪ 1) aparecieron como cuasi-estacionarias. . Además, las fluctuaciones de flujo en el subrango de alta frecuencia pueden ser demasiado rápidas para que surta efecto cualquier reorganización de las capas límite. La proyección de la trayectoria de la partícula ilustrada en la Fig. 6a, b respalda las afirmaciones anteriores, ya que las fluctuaciones de alta frecuencia de PCRG y SFG parecen desarrollar características de difusión en la trayectoria de la partícula con un lapso de tiempo, lo que provoca la gran contribución de la energía cinética turbulenta confinada alrededor de la frecuencia de desprendimiento. ser ineficaz para mejorar la transferencia de calor placa-aleta. En cuanto a PCSFG, se supone que f se aproxima a fλ, lo que da como resultado la formación de una trayectoria anular densa e intensa que dirige la energía cinética turbulenta a lo largo de la capa límite para una agitación máxima. En resumen, fλ ≈ 18,45 Hz proporciona fluctuaciones de velocidad adecuadas para la reestructuración directa de la capa límite, mientras que contiene suficiente impulso de flujo para mejorar de manera efectiva la disipación térmica.

La alta energía de vibración general demostrada por rejillas parcialmente cubiertas en la línea central de x/Dh = 0,125, especialmente la de PCSFG, ofrece un alto potencial en aplicaciones de transferencia de calor localizadas. Heredó ciertas características de SFG, por lo que es capaz de generar remolinos de múltiples escalas, al tiempo que eleva el nivel de energía a una magnitud de × 102 más alta, como se evidencia en la Fig. 9. Estos resultados demuestran que el diseño novedoso de PCSFG tiene características superiores para la transferencia térmica. en comparación con SFG, abriendo así el camino para una mayor exploración en otros diseños de rejillas parcialmente cubiertas y sus correspondientes estructuras de flujo en aplicaciones de transferencia de calor. Se pueden emprender trabajos futuros para explorar la posibilidad de aprovechar la fuerza de generación de turbulencia de PCSFG fusionando dicha configuración equivalente dentro de las computadoras o los sistemas de enfriamiento de la unidad central de procesamiento (CPU) de los servidores del centro de datos, por lo que la disipación térmica electrónica potente es muy esencial. PCSFG podría integrarse directamente como parte del módulo de enfriamiento, ubicado a barlovento o a sotavento del ventilador del disipador de calor (dependiendo de un mecanismo de succión o de soplado, respectivamente) para proporcionar características de turbulencia indispensables que maximizan la convección forzada y, mientras tanto, manteniendo la compacidad de la unidad. Otra posible implementación es incorporar los PCFG optimizados dentro del sistema/túnel HVAC con fines de recolección de energía, por lo tanto, como una de las soluciones energéticamente sostenibles28,36.

Se utilizó un sistema SPTV desarrollado internamente para investigar las estructuras de flujo inducidas por rejilla subyacentes que refuerzan la disipación térmica positiva de la matriz de placas y aletas, que se optimizó numéricamente en δ = 5 mm y l = 10 mm bajo ReDh = 22,0 × 103. Los gráficos de contorno 2D de Nu pudieron revelar aumentos en la transferencia de calor utilizando cuadrículas parcialmente cubiertas, donde se observó un alto Nu en un rango de cobertura más amplio de (δ, l). Tal característica infiere la posibilidad de reducir la cantidad de aletas mediante la realización de δ más grande en la unidad de intercambiador de calor, reduciendo así los costos de fabricación y materiales. Además, PCSFG y PCRG observaron aumentos de 42,9% y 29,2% en Nu, respectivamente, en comparación con el control NG. Se creía que las mejoras eran estimuladas por un flujo preferible de (i) alto U/U0, (ii) intenso I, (iii) fuerte (v', w'), (iv) pequeño L/δ y (v) negativo S(ax, ay) con (vi) bajo K para máxima disipación térmica. Las estructuras de flujo distintivas se originan a partir de la coacción entre los espesores de las barras fractales para generar una veracidad de los tamaños de los remolinos y la segmentación vertical para reducir el obstáculo del flujo mientras se reestructuran las interacciones estela-flujo para lograr una mayor tasa de flujo másico en las regiones penetrantes entre las aletas. Estas dinámicas de flujo de acoplamiento también desarrollaron una formación única de 'anillo turbulento' que ofrece un pequeño grado de previsibilidad sobre la turbulencia en la oscilación anular periódica que reorganiza efectivamente las capas límite del flujo. Por último, los PSD inducidos por las redes parcialmente cubiertas fueron de × 102 órdenes más altos que las redes totalmente cubiertas, con un pico prominente en el subrango de alta frecuencia que indica un fuerte efecto de desprendimiento de vórtices. PCSFG determinó una frecuencia óptima de fλ ≈ 18,45 Hz, que se creía que proporcionaba la energía cinética turbulenta adecuada para la reestructuración directa de la capa límite, al tiempo que mantenía el impulso de flujo necesario para garantizar una transferencia de calor por convección de fuerza superior del disipador de calor placa-aleta. Los hallazgos revelaron el potencial de la turbulencia inducida por PCSFG para mejorar la disipación térmica, especialmente en la región de la línea central, lo que puede resultar útil en industrias donde se requiere un enfriamiento específico.

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Descargar referencias

Los autores desean expresar su agradecimiento al Ministerio de Educación Superior de Malasia (MOHE) por el apoyo financiero de la presente investigación (Código del proyecto: FRGS/1/2018/TK07/MUSM/02/1). El autor también desea agradecer a la Universidad Monash de Malasia (MUM) por el apoyo financiero del proyecto de investigación actual (MUM25929267).

Escuela de Ingeniería, Universidad Monash de Malasia, 47500, Bandar Sunway, Malasia

Soon Hong Chew, Manh-Vu Tran y Ji Jinn Foo

Facultad de Ingeniería y Tecnología, Tunku Abdul Rahman University College, 53300, Kuala Lumpur, Malasia

Su Min Hoi

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SHC preparó el borrador inicial, SMH, MVT y JJF revisaron, refinaron y editaron el manuscrito. Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Soon Hong Chew o Ji Jinn Foo.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Masticar, SH, Hoi, SM, Tran, MV. et al. Turbulencia inducida por fractal parcialmente cubierta en la disipación térmica de las aletas. Informe científico 12, 7861 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-11764-x

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Recibido: 12 Octubre 2021

Aceptado: 28 de abril de 2022

Publicado: 12 mayo 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-11764-x

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