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Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 7861 (2022) Citer cet article

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Les impacts de la turbulence induite par des grilles fractales partiellement couvertes sur le transfert de chaleur par convection forcée à travers le dissipateur thermique à plaque-ailette au nombre de Reynolds ReDh = 22, 0 × 103 ont été étudiés numériquement et expérimentalement. Les résultats ont montré que les grilles partiellement couvertes rendaient une performance de dissipation thermique plus élevée, la grille fractale carrée partiellement couverte (PCSFG) enregistrant une augmentation exceptionnelle de 43 % du nombre de Nusselt par rapport à la configuration sans grille. L'analyse via un système de vélocimétrie de suivi de particules uniques (SPTV) développé en interne a montré les résultats de la formation unique de "Turbulence Annulus", qui a fourni un faible degré de prédictivité dans les oscillations annulaires périodiques. D'autres évaluations sur PCSFG ont révélé la dynamique d'écoulement inter-ailettes préférée de (i) une vitesse d'écoulement élevée, (ii) une forte intensité de turbulence, (iii) des fluctuations d'écoulement vigoureuses, (iv) une petite échelle de longueur de turbulence et (v) des événements d'écoulement décélérés accrus. Ces caractéristiques découlaient des effets de couplage des épaisseurs de barres fractales à plusieurs échelles de longueur pour générer une véracité des tailles de tourbillon et une segmentation verticale produisant un débit massique accru tout en induisant des structures d'écoulement de sillage favorables pour pénétrer les régions inter-ailettes. Les effets grouillants de tels tourbillons énergétiques dans le réseau de plaques-ailettes ont dévoilé un puissant effet de détachement de vortex, avec PCSFG atteignant une fréquence de fluctuation f = 18,5 Hz proche d'une amplitude optimale. La coaction de ces traits limite la croissance des couches limites des ailettes, offrant des capacités de transfert thermique supérieures qui profitent à la communauté dans le développement de systèmes de transfert de chaleur à plus haut rendement.

Les turbulences sont décrites comme des écoulements qui possèdent des mouvements fluides irréguliers, imprévisibles et chaotiques. La formation de turbulences est étroitement liée au comportement des particules, par lequel une énergie cinétique excessive dans des portions de fluide est capable de surmonter les effets de viscosité qui atténuent les fluctuations de débit1. Il est rencontré dans les phénomènes de tous les jours et possède de grandes capacités de mélange en raison de caractéristiques de diffusion intrinsèques de vitesse accrue de transport de masse, de quantité de mouvement et d'énergie. De telles propriétés de mélange ont augmenté la probabilité de reconstruction et de remaniement des couches limites thermiques d'écoulement, améliorant ainsi la convection forcée. À ce jour, de nombreuses approches ont été menées pour démêler les schémas d'écoulement orientés vers le transfert de chaleur. L'utilisation de grilles de remplissage d'espace planaires 2D a connu une augmentation de la réputation de son efficacité en tant que turbulateur, en raison de la possibilité d'affiner les géométries de grille pour exprimer une interaction thermo-fluide préférée, en particulier les célèbres conceptions de grille fractale.

Les fractales sont constituées de structures géométriques auto-similaires dont la taille diminue, formant des itérations de motifs complexes2,3. Sa dimension est définie à l'aide de dimensions fractales non entières Df, qui sont différentes avec la géométrie euclidienne, où les dimensions entières 0, 1, 2 et 3 sont utilisées pour représenter respectivement des points, des lignes, des surfaces et des cubes4. Habituellement, les théories fractales sont utilisées pour décrire des objets de nature irrégulière et désordonnée, avec l'intention de modéliser la rugosité avec des détails plus fins, comme la description des milieux poreux fibreux5,6. Récemment, les motifs fractals ont été largement intégrés dans les applications d'amélioration du transfert de chaleur en raison de la demande croissante de dispositifs à haut rendement. Par exemple, des travaux simulés7 et expérimentaux8 ont démontré l'utilisation d'ailettes en forme d'arbre fractal pour améliorer les performances d'une unité de stockage de chaleur latente (LHS). Il a été démontré que les performances de décharge d'énergie de l'unité LHS avaient été considérablement augmentées grâce à l'incorporation de conceptions fractales7,8. Des turbulateurs fractals planaires 2D ont également été introduits pour la gestion de la turbulence, avec l'étude pionnière menée par Hurst et Vassilicos9. Leurs découvertes ont proposé l'existence d'une production de turbulence et de régions de décroissance, qui ont ensuite été soutenues par Mazellier et Vassilicos, lors de leur tentative de profiler l'intensité de la turbulence dans le sens de l'axe central en fonction de l'échelle de longueur d'interaction de sillage10. En raison de la nature prometteuse de la perturbation de l'écoulement de fluide induite par la grille fractale via l'ajustement fin des paramètres de la grille, on voit qu'elle est mise en œuvre dans une variété de travaux, qui incluent, mais sans s'y limiter, les jets impactants11,12,13, l'augmentation de la vitesse de la flamme14 et la récupération d'énergie15,16.

Les grilles fractales carrées (SFG) en particulier ont fait l'objet de recherches approfondies en raison de leur nature particulière de production de turbulence et de régions de décroissance13,17. Il a été rapporté que la turbulence générée à partir de grilles fractales à plusieurs échelles de longueur atteignait des intensités de turbulence et un nombre de Reynold de flux local Re supérieurs en référence à une grille régulière typique de rapport de blocage similaire ou supérieur σr10,18. Les sillages émis par les barres de grille de différentes échelles de longueur se rencontrent à différentes distances en aval, allongeant ainsi la région de production de turbulence, permettant des capacités de transfert de chaleur plus élevées. Ainsi, Melina et al.17 ont mené une enquête approfondie sur la convection forcée d'une broche cylindrique dans la région de production et de décroissance de la turbulence, et ont découvert que SFG obtenait des performances de transfert de chaleur plus élevées dans des conditions de Re élevées. Ces résultats de bon augure ont motivé les travaux de Hoi et al.19,20, dans le cadre desquels l'équipe a étudié numériquement la corrélation de la turbulence induite par la fractale sur l'augmentation du transfert de chaleur par convection forcée du dissipateur thermique à ailettes. Il a été rapporté que le placement de SFG optimisé le long de la soufflerie permet une augmentation du nombre de dissipateurs thermiques à plaques-ailettes de Nusselt de 6,1 % par rapport à la référence20. Les résultats ont mis en évidence les caractéristiques particulières obtenues en incorporant des conceptions fractales, et une forte conjonction entre les variables, à savoir l'intensité de turbulence I, la vitesse d'écoulement U, l'échelle de longueur de turbulence Lt et l'espacement inter-ailettes δ a été déterminée.

Cependant, les résultats numériques ont révélé que l'obstacle des multiples interactions de sillage pouvait retarder la vitesse du flux d'air20. Une telle formation de sillage s'élève à partir de la plus grande barre de grille SFG, qui introduit une recirculation substantielle du flux qui réduit les intensités de turbulence dans la région inter-ailettes. Par conséquent, cela a soulevé les questions suivantes : existe-t-il d'autres conceptions fractales qui pourraient induire une meilleure structure de turbulence qui améliore les performances de dissipation thermique ? Sera-t-il possible de conserver les avantages des turbulences induites par SFG, tout en améliorant le transfert thermique du dissipateur thermique, même dans une région localisée ciblée ? Quelles seront les structures d'écoulement de fluide correspondantes induites par une telle grille nouvellement conçue ? Le résultat de ces requêtes proposerait un nouveau modèle de grille qui pourrait fournir des informations supplémentaires sur la dynamique d'écoulement préférée (c'est-à-dire la gestion efficace de la turbulence) pour la dissipation thermique. Pour l'enquête actuelle, on a émis l'hypothèse qu'une segmentation verticale en SFG pourrait accumuler la production de structures d'écoulement à dissipation thermique hautement positives qui sont avantageuses pour le transfert de chaleur par convection forcée d'un dissipateur thermique à plaques-ailettes, ouvrant la voie au développement de systèmes de transfert de chaleur à plus haut rendement.

La recherche actuelle offre les moyens d'acquérir une réalisation approfondie des caractéristiques d'écoulement dissipatives thermiques positives. Ainsi, des approches numériques et expérimentales seront utilisées pour déduire et expliquer les performances de transfert de chaleur plaque-ailette induites par la grille, ainsi que la dynamique d'écoulement inter-ailettes sous-jacente. En bref, une soufflerie en acrylique transparent de dimension 160 × 160 × 2560 mm3 a été connectée à une entrée à embouchure redressée, avec un ventilateur axial (Kruger, SG) jumelé pour assurer une vitesse d'air d'entrée centrale U0 = 2 ms-1, correspondant au nombre de Reynold de ReDh = 22,0 × 103. L'utilisation du turbulateur comprend (a) une grille régulière (RG), (b) une grille fractale carrée ( SFG), (c) grille régulière partiellement couverte (PCRG) et (d) grille fractale carrée partiellement couverte (PCSFG) comme le montre la Fig. 1a – d, sans configuration de grille (NG) agissant comme contrôle. La conception fractale suit une expression mathématique récursive simple en définissant leurs dimensions physiques dans chaque itération fractale N, et le SFG porte Df = 1,86, tel que calculé à l'aide de l'équation. (1):9

où B désigne le nombre de motifs dans l'itération N, et RL le rapport de longueur LN−1/L0. Toutes les grilles bénéficient d'un taux de blocage similaire σr = 0,49 et les détails des dimensions des grilles, c'est-à-dire le rapport d'épaisseur tr et la longueur de la barre fractale L peuvent être observés dans le tableau 1. l'espacement inter-ailettes δ et la distance grille-ailettes l déduits respectivement à 5 mm et 10 mm. Une plaque chauffante (GUNT, DE) a été utilisée pour fournir un flux thermique de base constant de q'' = 6 × 103 Wm−2. Ainsi, les températures instantanées aux emplacements illustrés sur la figure 1f ont été mesurées à l'aide de sept thermocouples de type T et enregistrées via un enregistreur de données (GL800, US) pendant une durée de cinq minutes (état stable). Le nombre de Nusselt moyen Nu de la plaque-ailette a ensuite été calculé avec Eq. (4) pour évaluer empiriquement les performances de la convection forcée, comme indiqué ci-dessous :

où Dh désigne le diamètre hydraulique, Aw la section transversale de la soufflerie, P le périmètre de la section transversale, Tm la température moyenne du dissipateur thermique plaque-ailette, Tin la température d'entrée, Tout la température de sortie et kair la conductivité thermique de l'air.

Schéma de principe de la grille de remplissage d'espace planaire 2D de (a) RG, (b) SFG, (c) PCRG, (d) PCSFG, (e) représentation géométrique de la section d'essai en soufflerie avec une particule traceuse fixée sur un cadre carré et (f) sept emplacements de thermocouple de type T sur le dissipateur thermique à ailettes.

La configuration a également été modélisée comme un domaine de calcul dans l'investigation numérique à l'aide du progiciel commercial de dynamique des fluides computationnelle (CFD) ANSYS-Fluent (ver.0.16.0, USA). Le modèle de contrainte de Reynold (RSM) a été utilisé sous la discrétisation spatiale au vent de premier ordre pour offrir la prédiction de la turbulence induite par la grille. Les critères de convergence du résidu 10–3 ont été prescrits pour tous les calculs informatiques déterminants, à l'exception de l'équation d'énergie à 10–6. Les détails des équations gouvernantes peuvent être référencés dans Teh et al.21. Même si RSM nécessite une puissance de calcul plus élevée par rapport à la plupart des modèles de viscosité turbulente, il présente l'avantage de prédire la turbulence anisotrope et inhomogène avec un degré de précision plus élevé en résolvant individuellement des équations de transport supplémentaires de contraintes de Reynolds22,23. Le paramètre important comprend le terme de corrélation pression-déformation qui décrit principalement les processus de production et de transport d'énergie des contraintes de Reynold, les interactions de champ de gradient de vitesse moyenne et la fluctuation du champ de vitesse, qui sont cruciaux pour élucider les structures d'écoulement turbulent.

En outre, un test d'indépendance du maillage utilisant des éléments tétraèdres plus fins autour de la conformation grille-ailette a également été effectué, avec une différence de pourcentage maximale de 0,48 % enregistrée pour Nu lorsque le nombre d'éléments est passé de 0,8 × 106 à 3,0 × 106. Dans tous les cas, des résultats numériques fiables ont été obtenus. Par conséquent, deux paramètres principaux, à savoir (δ, l), ont été explorés pour la conception de l'expérience (DoE) afin d'observer systématiquement l'influence et la corrélation individuelles par rapport au Nu (δ, l) de la grille-fin, car les variables affectent directement la compacité d'une unité d'échangeur de chaleur. Par conséquent, un total de 55 points d'échantillonnage ont été habituellement entrés (de manière uniforme) dans l'espace de conception, et la régression de krigeage a été appliquée pour prédire la cartographie de la surface de réponse par rapport aux points de données DoE traités par CFD. La régression par krigeage est une interpolation multidimensionnelle agissant avec un modèle polynomial qui convient à une réponse de sortie hautement non linéaire, telle que les caractéristiques affectées par la turbulence25,26. Comme une telle méthode fournit simplement une approximation des scénarios réels possibles, 40 points de vérification supplémentaires ont été complétés dans l'espace de conception pour attester de la véracité des résultats. En particulier, chaque point de vérification doit subir une simulation CFD similaire, et l'ensemble de résultats nouvellement calculé a été regroupé avec une surface de réponse permettant de déterminer les différences de pourcentage. Grâce à des processus de vérification avec toutes les différentes configurations de grille, un pourcentage d'écart maximal de 2,58 % était garanti pour le Nu(δ, l), démontrant la précision de la cartographie de surface 3D actuelle dans la description des résultats théoriquement simulés.

Par la suite, une configuration de plaque-ailette acrylique transparente redimensionnée (remplaçant le dissipateur thermique en aluminium) a été utilisée avec un système de vélocimétrie de suivi de particules unique développé en interne (SPTV) pour capturer empiriquement les fluctuations de débit induites par la grille. SPTV a introduit les moyens d'étudier les structures d'écoulement localisées dans une approche non intrusive et peu coûteuse. Il capture la position spatiale concaténante d'une particule traceur qui est légèrement attachée à un fil de polyester fluctuant dans une région "locale" inter-ailettes avec une paire de caméras à grande vitesse synchronisées (voir Fig. 1f). La particule a été imagée par deux caméras à dispositifs couplés chargés (CCD) (FLIR Integrated Imaging Solution Inc., CA) sur les sections supérieure et latérale de la soufflerie à 80 ips, ce qui a permis de compiler 4,82 × 103 images par caméra. Des méthodes de traitement et de correction d'image ont ensuite été réalisées à l'aide d'un algorithme MATLAB (R2016b, US) établi en interne pour acquérir des images de particules à contraste élevé qui étaient exemptes de la distorsion, de la réfraction et des erreurs de perspective des caméras. Ces caractéristiques ont permis la détection précise du centroïde de la particule dans des images consécutives grâce à un algorithme de calcul intégré. Grâce à la comparaison sur la localité de la particule traceur dans des images successives, les positions spatiales peuvent être reconstruites dans un système de coordonnées cartésien, où la trajectoire de la particule, les fluctuations de vitesse ainsi que la dynamique de flux sous-jacente peuvent être calculées avec précision. Les détails des processus d'étalonnage et de correction sont présentés dans les sections suivantes.

Deux caméras synchronisées à grande vitesse ont été calibrées pour assurer l'alignement précis des axes optiques à orthogonalité l'un par rapport à l'autre en incorporant une plate-forme de calibrage (voir Fig. 2a). Le calibrateur se composait de 77 cercles blancs uniformément disposés sur un réseau 7 × 11 dans les plans X – Y et X – Z, où des images frontales des cercles ont été capturées et analysées à l'aide d'un algorithme de calcul pour attester de l'écart maximal de 0,10 mm entre l'axe optique et le centre de la plate-forme, assurant ainsi le parallélisme du plan optique des caméras avec la plate-forme. L'intersection entre les axes optiques indique l'origine du système de coordonnées, avec (x, y, z) représentant respectivement les directions dans le sens du flux, dans le sens de l'envergure et transversale. Ensuite, les positions fluctuantes de la particule ont été capturées. Les images de séries chronologiques individuelles ont ensuite été traitées par un algorithme de non-distorsion dans la boîte à outils d'étalonnage à caméra unique MATLAB afin de minimiser les effets de distorsion. En bref, des images de damier avec des matrices carrées de 5 × 8 ont d'abord été enregistrées à 20 orientations différentes à l'aide des deux caméras et enregistrées par la suite dans la boîte à outils. Par conséquent, les paramètres d'étalonnage, c'est-à-dire la distance focale, le centre optique et le coefficient de distorsion de l'objectif ont été identifiés, grâce à quoi un algorithme personnalisé a été réalisé pour déformer toutes les images, garantissant la précision spatiale de la particule SPTV.

(a) Alignement des caméras à l'aide d'une plate-forme d'étalonnage de matrice de cercles 7 × 11, avec la coordonnée cartésienne définie à l'intersection de l'axe optique des caméras. (b, c) démontrer la notation utilisée pour les processus de correction d'erreur de réfraction et de perspective. Notez que l'erreur de perspective influence les (d) coordonnées projetées des deux caméras, et (e) est la vue Y–Z correspondante de la projection.

Les images susmentionnées ont ensuite été traitées pour augmenter le contraste de la particule traceuse grâce à des techniques de soustraction de fond et de conversion bitonale. Les pixels individuels des images incarnaient une valeur de pixel qui varie entre 0 (noir) et 255 (blanc), avec des chiffres intermédiaires représentant des tons de couleur monochromes. Chaque valeur pixélisée a été soustraite au fond (image sans traceur) pour minimiser les bruits de fond. Par la suite, un seuil d'intensité a été introduit pour binariser les images, c'est-à-dire en fixant la valeur de pixel au-dessus du seuil à 1 (blanc) et vice versa, de sorte que le contraste de la particule traceur soit accentué, atteignant ainsi une image signal sur bruit élevée pour l'identification des particules. Le centre de gravité de la particule a ensuite été déterminé en utilisant la transformée de Hough circulaire, accessible via la fonction intégrée MATLAB.

Le centre de gravité de la particule traceur déterminé au stade actuel est soumis à des erreurs de réfraction et de projection. En bref, les erreurs de réfraction se produisent en raison de la courbure de la lumière lorsqu'elle passe entre des milieux de densités optiques différentes. Les positions des particules détectées seront observées décalées par rapport à la position réelle, comme illustré sur la figure 2b. En tant que tel, un module correctif qui utilise la loi de Snell a été intégré à l'algorithme MATLAB pour remédier aux inexactitudes [voir la section supplémentaire S1]. D'autre part, la distorsion de perspective a provoqué un grossissement différent de l'image des particules par rapport à la distance de la lentille (voir Fig. 2c). Notamment, le rapport pixel/distance variait à différents emplacements planaires, où les particules situées plus près de l'objectif semblaient être agrandies, et un petit décalage dans les coordonnées des particules émergerait sous la forme d'un grand mouvement détecté par la caméra. Ces répercussions ont été minimisées en découvrant les équations de projection en perspective [voir la section supplémentaire S2]. Généralement, toutes les images de séries chronologiques de particules traceurs étaient perçues comme étant projetées sur un cadre de focalisation coïncidant avec la plate-forme d'étalonnage. Étant donné que les dimensions de la plate-forme d'étalonnage ont été discernées, la distance métrique de la particule du centre optique peut être calculée par conversion pixel-longueur. En localisant la profondeur de particule par rapport à l'objectif de la caméra, l'échelle métrique correcte peut être déterminée, par conséquent une reconstruction précise des coordonnées spatiales peut être calculée. Cependant, l'information de profondeur à l'étape actuelle dépend de l'action complémentaire entre les deux caméras, et serait encore sujette à des imprécisions de perspective mineures. En observant sur la Fig. 2d, e, la coordonnée de la particule en référence aux deux caméras peut être liée au moyen de triangles similaires. Par conséquent, une méthode itérative a été utilisée pour identifier la coordonnée de la particule [voir la section supplémentaire S3]. Les informations de coordonnées des deux caméras sont autorisées à itérer jusqu'à ce qu'un critère de convergence de ε = 1,0 × 10–2 mm soit obtenu. En combinant les informations des deux caméras, une coordonnée précise des particules (xa, ya, za) peut enfin être obtenue. Ainsi, la fluctuation de vitesse instantanée dans les trois composantes directionnelles différentes peut être calculée, telle que définie par le changement de déplacement sur un petit intervalle de temps entre les trames. L'utilisation de SPTV permet la détection des caractéristiques de turbulence, et sont ensuite extraites à des fins d'analyse.

Afin de confirmer la précision numérique du RSM actuel en révélant les principes fondamentaux de la turbulence induite par l'insert lors de la convection forcée des ailettes, une validation minutieuse à l'aide des mesures enregistrées expérimentalement de Hoi et al.19,27 est transmise. La figure 3a montre la comparaison entre l'étude expérimentale de Nu induite par NG et SFG avec la simulation numérique actuelle. De toute évidence, de faibles différences de pourcentage de 0,34 % et 0,19 % sont enregistrées pour NG et SFG, respectivement. De même, la dynamique d'écoulement simulée par grille fractale, à savoir les vitesses d'écoulement dans le sens de l'axe central Uc à différents x/Dh sont également validées et comparées aux données expérimentales. On voit sur la Fig. 3b que la vitesse d'écoulement normalisée sous le vent de la grille diminue × 0,28 de manière non linéaire, c'est-à-dire d'environ Uc/U0 = 1,9 à 1,4, avec un écart maximal de 6,15 % enregistré entre les résultats numériques et expérimentaux. La différence modeste correspond à l'amplitude de Uc/U0 = 0,08, qui est censée être affectée par le grossissement de la taille du maillage à des distances éloignées de la grille à x/Dh = −5,3 pour assurer un calcul rapide. Mais néanmoins, de telles différences documentées subtiles dans les Fig. 3a, b indiquent que le RSM simulant la convection forcée et l'écoulement de fluide correspond bien à l'étude expérimentale. Par conséquent, il est justifié que l'utilisation actuelle du schéma numérique soit capable de prédire la dynamique d'écoulement induite par la grille en aidant la dissipation thermique du dissipateur thermique à ailettes avec une précision raisonnable.

En haut, validation numérique de (a) Nu pour NG et SFG, ainsi que (b) la vitesse médiane normalisée de la turbulence générée par la grille fractale par rapport aux données expérimentales de Hoi et al.19,27. Au milieu, (c) représentation géométrique des placements de particules dans la section d'essai en soufflerie avec (d) les marges d'erreur enregistrées par SPTV. En bas, (e) Validation SPTV de Iz induite par SFG par rapport aux données expérimentales de Lee et al.28.

De même, la validation de la précision du système actuel de détection et de reconstruction des coordonnées SPTV est également effectuée. La particule traceuse SPTV avait été complétée manuellement dans la section d'essai en soufflerie à des positions spatiales connues. La figure 3c montre l'arrangement soigneux de la particule traceur le long des axes (x, y, z), chaque placement portant une taille de pas de 1 cm, étendue de l'origine. Par la suite, les images de particules sont enregistrées à chaque coordonnée et analysées à l'aide de l'algorithme MATLAB, grâce auquel les marges d'erreur peuvent être calculées (voir Fig. 3d). Clairement, les erreurs maximales en pourcentage atteintes pour chaque composante directionnelle sont respectivement de 1,49 %, 1,69 % et 1,62 %, ce qui correspond à l'imprécision la plus élevée enregistrée de 5,0 × 10−2 cm. De plus, l'intensité de turbulence transversale détectée par la particule SPTV Iz est validée par rapport aux résultats expérimentaux présentés dans les travaux de Lee et al. De toute évidence, le SPTV actuel détecté Iz est assez conforme aux données expérimentales rapportées, l'écart maximal enregistré étant de 8,24 × 10–3. Ces infimes erreurs de jeu impliquent une précision et une fiabilité élevées dans la reconstruction spatiale et la détection de la turbulence, validant ainsi la précision du SPTV actuel caractérisant les turbulences induites par la grille.

À partir de l'étude numérique, les corrélations entre δ et l lors de la convection forcée du dissipateur thermique à plaque-ailette à ReDh = 22, 0 × 103 sont acquises. Comme le montre la figure 4a, le Nu induit par RG exprime sa convection forcée unique en fonction de Nu(δ, l) avec une couverture Nu élevée plus large parmi toutes les configurations de grille qui s'étend entre 4,0 mm ≤ δ ≤ 35,5 mm et 10 mm ≤ l ≤ 75,5 mm. RG a obtenu une distribution Nu plutôt cohérente, en raison de l'attribution uniforme de t0 qui génère des sillages de turbulence hautement homogènes et isotropes accompagnés d'une perturbation dynamique de flux plus faible. Ces interactions de sillage plus faibles atténuent la perturbation de la couche limite d'écoulement le long de chaque ailette, justifiant ainsi la capacité globale inférieure à favoriser la dissipation thermique. Sur une autre note, on observe que SFG atteint une couverture Nu élevée et étendue par rapport à RG, mais plus petite dans l'étendue des grilles partiellement couvertes (voir Fig. 4b). Une telle amélioration de Nu contrastant avec RG est probablement due aux interactions à plusieurs échelles de sillages provenant des épaisseurs de barres fractales de la variété SFG. Il est clair que l'augmentation des paramètres (δ, l) a des effets détériorants sur Nu, indiquant que les performances de dissipation thermique sont très sensibles au réglage de δ et l. De plus, un régime Nu faible est déterminé à la portée de 15 mm ≤ δ ≤ 25 mm et 10 mm ≤ l ≤ 14 mm. Essentiellement, les petits δ sont capables de décomposer la recirculation du flux introduite par le sillage de la plus grande barre fractale à l'échelle de la longueur. La plaque-ailette perturbe physiquement les structures de sillage induites par SFG en plus petites pour permettre des interactions thermo-fluides efficaces20. Ainsi, les structures de turbulence pourront se fixer plus efficacement le long de la surface des ailettes et soutenir l'avancement du transfert thermique. Cependant, l'allongement de δ ≈ 20 mm réduit largement cet effet, principalement en raison de la détérioration des performances dans la décomposition de la recirculation à grand débit, affectant par la suite le paramètre de turbulence vital tel qu'une intensité de turbulence plus faible et une vitesse d'écoulement plus faible entre les ailettes.

En haut, le tracé de contour numérique 2D Nu induit par (a) RG, (b) PCRG, (c) SFG et (d) PCSFG en fonction de l contre δ. En bas, diverses grilles induites empiriquement (e) Nu, ainsi que le NuL de la section de base (f) et de la section médiane (g) du dissipateur thermique à ailettes.

Fait intéressant, PCRG et PCSFG sont capables de réaliser un domaine effectif de dissipation thermique élevée, avec un Nu (δ, l) supérieur discerné autour de 4 mm ≤ δ ≤ 10 mm pour le premier et 4 mm ≤ δ ≤ 12 mm pour le second (voir Fig. 4c, d). L'intégration de plus grands sillages induits par t0 (voir tableau 1) accompagnés d'une accélération de l'écoulement de fluide à travers la séparation alignée verticalement génère des interactions hydrodynamiques bénéfiques qui donnent lieu à une convection forcée intense. Notamment, le Nu est moins sensible vers l. La perturbation de l'écoulement induite par les grilles partiellement couvertes entraîne l'accélération locale la plus élevée immédiatement sous le vent de la grille. L'allongement de l augmente le mélange du jet en termes de dissipation et de diffusion dynamiques d'écoulement dans le sens de l'envergure et dans le sens du courant, ce qui finit par retarder légèrement le transfert thermique des ailettes. Pourtant, Nu diminue avec l'augmentation de δ. La pénétration des fluctuations d'écoulement dans la couche limite d'écoulement des ailettes peut avoir été progressivement affaiblie à un δ plus grand, ce qui prend en charge la dérivation de fluide indésirable. Étonnamment, PCSFG est capable d'atténuer le défaut de SFG, où le Nu le plus bas généré est observé dans une région de δ et l (bleu) plus grands. Ceci est rendu possible grâce à la capacité de la segmentation verticale à empêcher la formation d'importantes recirculations de flux. L'absence d'une telle recirculation accompagnée d'une vitesse d'écoulement plus élevée renforce les multiples interactions de sillage favorables initiées à partir de barres fractales d'échelle de longueur différente, renforçant efficacement les performances de dissipation thermique. En général, les contours Nu 2D suggèrent que la mise en œuvre de grilles partiellement couvertes est capable de fournir une dissipation thermique plus élevée même à un δ plus large. Les résultats impliqueraient la possibilité d'utiliser moins d'ailettes grâce à la réalisation d'un plus grand δ lors de la fabrication de l'unité d'échangeur de chaleur avec la mise en œuvre d'une grille partiellement couverte, ce qui permettrait de réduire considérablement les coûts de matériau et de fabrication. Pour évaluer davantage ces résultats, l'optimum δ = 5 mm et l = 10 mm sont évalués empiriquement dans la section suivante pour un aperçu plus approfondi des différentes dynamiques d'écoulement induites par le réseau.

Sans aucun doute, le Nu = 4341,7 le plus élevé prouvé expérimentalement est obtenu en utilisant PCSFG comme le montre la figure 4e, avec un pourcentage d'amélioration remarquable de 42,9%, par rapport au NG témoin. L'augmentation de Nu est suivie par PCRG, SFG et RG classés par ordre décroissant, avec un pourcentage d'augmentation enregistré de 29,2 %, 21,0 % et 12,8 %, respectivement. La réalisation de Nu induite par différents turbulateurs est comparable aux résultats numériques obtenus par RSM, révélant ainsi la valeur des études simulées pour prédire la tendance du transfert de chaleur par convection forcée sur le dissipateur thermique à ailettes à travers diverses grilles planaires 2D. De toute évidence, les utilisations actuelles des grilles partiellement couvertes sont supérieures à leurs homologues de grille classiques en termes de transfert de chaleur, ce qui suggère que la mise en œuvre d'une séparation verticale du plan médian incite à une dynamique d'écoulement favorable qui favorise la convection forcée.

Sur une autre note, le nombre de Nusselt localisé NuL aux emplacements mentionnés sur la figure 1f est illustré sur la figure 4f, g pour identifier les emplacements avec le plus grand transfert de chaleur. Fait intéressant, le NuL affiché à la base de la plaque-ailette pour toutes les configurations de grille a montré une symétrie, de sorte que le NuL surgit à la base de la mi-ailette (position 2). Le NuL(2) le plus élevé atteint est enregistré pour SFG en raison de la présence d'une affectation t0 épaisse, qui génère des sillages d'échelle de longueur importante près de la région de base pour une interaction thermo-fluide vigoureuse. Pourtant, les effets diminuent lentement à mesure que nous déplaçons la position vers la ligne médiane, où PCSFG est maintenant observé sur la figure 4g pour dominer la convection forcée grâce à la réalisation de NuL puissant dans les régions inter-ailettes (positions 4, 5 et 6). Malgré l'atteinte élevée de NuL, une forte baisse est observée près de la surface externe de la nageoire (position 7) pour SFG, PCRG et PCSFG. Le phénomène actuel pourrait indiquer la divergence du flux d'air loin de l'extérieur des ailettes, en raison de la croissance de la couche limite d'écoulement au bord d'attaque des ailettes extérieures. Cependant, un phénomène différent est observé pour RG, où NuL(7) est considéré comme comparable à NuL(5) mais démontre une détérioration de NuL(6). Les perforations RG uniformément séparées avec un t0 uniforme ont généré une alternance de régions de vitesse d'écoulement d'air élevée et faible U lee de la grille, produisant une empreinte de t0 en se dissociant pour retarder l'écoulement. Cette empreinte est projetée dans le sens du courant vers l'ailette, la position 6 pouvant être confondue avec elle. L'énergie cinétique à faible écoulement réduit la probabilité de remaniement de l'écoulement, sabotant ainsi la dissipation thermique locale plaque-ailette. Sur une autre note, les positions (5, 7) sont intégrées dans la région immédiate derrière les perforations de la grille, ce qui augmente le NuL en raison de l'accélération accrue de l'écoulement. Néanmoins, la convection forcée est sensiblement plus importante au milieu des ailettes, c'est-à-dire aux positions (2, 5) pour toutes les conformations de grille. Par conséquent, la particule traceur SPTV est mise en œuvre à l'axe x/Dh = 0,125 pour étudier la dynamique d'écoulement qui domine les processus de transfert thermique.

La figure 5a illustre le U normalisé avec U0, c'est-à-dire U/U0 induit à travers les différentes grilles planaires 2D. Le U est mesuré au moyen d'un anémomètre à fil chaud (Testo 405i, DE) à l'axe x/Dh = 0,125 en l'absence de réseau de plaques-ailettes. Notamment, l'U/U0 généré à travers diverses grilles présente une tendance similaire à celle du Nu, avec U(PCSFG) > U(PCRG) et U(SFG) > U(RG). Il est reconnu que la mise en place de turbulateur permet l'accélération du flux d'air due à la contraction brutale du passage du flux. L'introduction d'une séparation alignée verticalement dans les grilles partiellement recouvertes favorise les formations de jets dans le plan médian, grâce au principe de conservation de masse. Une telle séparation réduit efficacement la dérivation de fluide indésirable autour des ailettes de plaque et régule avec force le fluide de travail pour pénétrer dans les régions inter-ailettes. De plus, le flux d'air accéléré entre le réseau d'ailettes applique une plus grande contrainte de cisaillement des parois le long des surfaces des ailettes, ce qui limite la croissance de la sous-couche visqueuse, améliorant ainsi efficacement la convection forcée.

Diverses grilles induites (a) U/U0, (b) I, (c) normalisé L/δ dans (x, y, z) composantes directionnelles à l'axe x/Dh = 0,125 et distributions de probabilité cumulées de (d) v'2 et (e) w'2.

Même si la séparation du plan médian est utilisée à la fois sur PCRG et PCSFG, une plus grande dissipation thermique est toujours documentée pour ce dernier. L'amélioration de Nu pour PCSFG contrastant avec PCRG peut être due aux interactions de sillage à plusieurs échelles de longueur via la multiplicité des épaisseurs de barres fractales. Comme indiqué précédemment17,29, l'interaction entre le flux d'air accéléré et les structures de sillage à travers la variété d'épaisseur de barre fractale favorise la génération de tourbillons turbulents à plusieurs échelles de longueur. Des tourbillons à petite échelle induits par des barres fractales plus minces sont décrits pour faciliter efficacement la dissipation de la chaleur plaque-ailette par cascade d'énergie dynamique d'écoulement. La formation de structures tourbillonnaires anisotropes et inhomogènes englobant une collection de tailles et de fréquences augmente la probabilité de perturbation des couches limites d'écoulement le long des ailettes. Au contraire, le PCRG engendre des capacités d'agitation de flux plus faibles en raison de la formation de turbulences isotropes et homogènes par une affectation uniforme de t0. Avec l'emploi actuel de PCSFG, des fragments critiques de tourbillons turbulents peuvent être filtrés le long des régions inter-ailettes, le couplage avec le U/U0 élevé déclenche le remaniement actif des couches limites d'écoulement, exposant ainsi l'événement où Nu(PCSFG) > Nu(PCRG).

De plus, les turbulateurs planaires 2D génèrent des sillages avec des couches de cisaillement intensifiées qui conduisent à la formation de tourbillons de turbulence. Afin de quantifier l'intensité de la turbulence régionale I, la racine carrée moyenne des fluctuations de vitesse détectées par SPTV est rationalisée avec U0 :

où 〈u'2〉, 〈v'2〉 et 〈w'2〉 représentent la moyenne d'ensemble des fluctuations de vitesse au carré dans les directions (x, y, z), respectivement. Comme l'illustre la figure 5b, le paradigme démontré par I pour les différentes grilles suit de près celui de Nu, impliquant une corrélation positive entre les deux, c'est-à-dire qu'un I plus élevé donne lieu à un Nu plus grand. De toute évidence, les I induits à partir de grilles partiellement couvertes sont comparativement plus intenses que ceux des grilles entièrement couvertes, puis le contrôle NG. Comme mentionné dans les sections précédentes, le niveau élevé de I documenté pour PCSFG et PCRG est dû à l'élimination de la recirculation du flux en raison de l'absence de barres de grille dans la région de la ligne centrale. Le flux d'air hautement accéléré interagit directement avec la plaque-ailette, restructurant les dimensions de sillage favorables qui fournissent l'énergie intense nécessaire aux tourbillons turbulents vigoureux pour infiltrer les régions inter-ailettes.

Afin de conceptualiser les effets de I induits à partir de différentes grilles, les trajectoires des particules traceurs sont démontrées sur les Fig. 6a, b, la première représentant le plan Y – Z (vue en coupe) et la seconde représentant le plan X – Z (vue de côté). Clairement, de plus petites fluctuations sont observées pour les configurations NG et RG, où les zones de couverture frontale A par rapport au plan Y–Z sont enregistrées à un minimum de 1,2 mm2 et 1,4 mm2, respectivement. Grâce à la fusion de barres fractales, on observe que SFG atteint un plus grand A = 2,9 mm2 qui ressemble assez à la forme d'un croissant. Fait intéressant, les deux grilles partiellement couvertes développent une structure elliptique à partir de la trajectoire de la particule, ce qui serait approprié pour l'aborder comme un «anneau turbulent». La formation de l'anneau peut signifier la génération de structures d'écoulement nouvelles et uniques, car elle affiche un faible degré de prévisibilité dans les oscillations périodiques de l'anneau de la particule, malgré la nature chaotique de la turbulence. Néanmoins, une amplitude de fluctuation plus élevée est observée à partir de la trajectoire des particules générées par PCRG et PCSFG, en particulier dans les directions y et z, qui sont essentielles pour perturber l'écoulement et les couches limites thermiques. Les structures de grille incompressibles sur les deux côtés du turbulateur génèrent des tourbillons tourbillonnaires multidirectionnels qui fournissent une énergie vibratoire substantielle comme indiqué par la formation d'un anneau. Ces tourbillons puissants sont filtrés avec force dans les régions inter-ailettes, ce qui limite efficacement la croissance des couches limites thermiques, augmentant ainsi la probabilité de transfert de chaleur par convection forcée. Remarquablement, le A de PCRG est supérieur à PCSFG malgré l'obtention d'I plus faible. La dynamique de flux distincte induite par PCSFG a consolidé la trajectoire de la particule en une fluctuation de flux dense et intense autour de l'anneau important. Le phénomène peut impliquer que les tourbillons à plusieurs échelles déchiquetés de PCSFG sont capables de distribuer l'immense énergie autour de la circonférence de l'anneau. Comme il fluctue dans la région inter-ailettes, les structures de turbulence énergétiques sont capables d'adhérer plus efficacement à la surface des ailettes, restructurant ainsi les couches limites d'écoulement de manière plus précise. Contrairement au PCRG, qui a une dimension d'anneau plus petite ainsi qu'une caractéristique diffusive au régime intérieur. Un tel effet de diffusion disperse l'énergie d'écoulement vers des régions intermédiaires indésirables et affaiblit la distribution d'énergie autour de l'espace annulaire, réduit davantage la probabilité d'une rupture de la couche limite, retardant ainsi les processus de transfert de chaleur.

Trajectoire de la particule traceuse SPTV dans la vue (a) en coupe transversale et (b) de côté induite par diverses turbulences de grille.

Pour décrire plus en détail les intensités de fluctuation, la distribution de probabilité cumulative (CP) sur les v'2 et w'2 pour la variété de turbulateurs est représentée sur les figures 5d, e. Comme le montre la figure 5d, NG et RG ont une petite plage de fluctuations dans le sens de l'envergure, où 95 % de v'2 inférieur à 3,8 m2s-2 et 10,7 m2s-2 sont enregistrés, respectivement. Il a montré une grande différence avec SFG car 95% de v'2 est inférieur à 233,8 m2s-2, ce qui implique une grande élévation de l'amplitude de fluctuation. Cependant, la force est toujours inférieure aux grilles partiellement couvertes, avec PCSFG enregistré avec une probabilité plus élevée de fluctuations plus fortes environ entre 80,0 m2s−2 < v'2 < 440,0 m2s−2 par rapport à PCRG. De même, sur la figure 5e, la tendance globale w'2 présente des différences mineures avec v'2, où une distinction claire des variations w'2 plus larges est encore observée pour PCSFG, ainsi que PCRG, SFG, RG et NG classés par ordre décroissant. L'événement est apparent dans les cinq centiles supérieurs, puisque PCSFG a réalisé la variation la plus élevée de w'2 > 381,1 m2s−2. Les v' et w' prononcés donnent lieu à un plus grand développement de A, suggérant qu'une plus grande surface de limite d'écoulement est agitée au niveau de la région localisée entre les ailettes, ce qui présente un avantage unique pour supporter une dissipation thermique puissante. De plus, les figures 5d, e ont montré que les conceptions fractales (SFG et PCSFG) produisent généralement une plus grande variété de fluctuations de débit par rapport aux conceptions régulières (RG et PCRG). La découverte est cruciale car elle soutient davantage le concept que les écoulements induits par PCSFG sont capables d'hériter de caractéristiques de turbulence similaires à celles de SFG, dans lesquelles des tourbillons à plusieurs échelles de longueur sont générés à partir de la multitude d'épaisseurs de barres fractales et filtrés dans les ailettes. Avec la fusion d'une telle caractéristique et l'avantage supplémentaire d'un flux d'air central accéléré, le PCSFG induirait des structures de turbulence très efficaces pour améliorer le transfert de chaleur par convection forcée, ce qui est exceptionnellement adapté aux applications de refroidissement localisées.

Dans le cas d'un flux d'air turbulent, les effets de l'échelle de longueur intégrale de turbulence L sur le transfert de chaleur par convection forcée doivent également être pris en compte, car ils dévoilent l'interaction thermo-fluide critique sur le transfert thermique de l'échangeur de chaleur17,29. L fournit une représentation de la dimension spatiale des tourbillons turbulents. Ces L sont calculés en intégrant la fonction d'autocorrélation normalisée de la fluctuation de vitesse par rapport au laps de temps, en utilisant l'Eq. (7):

où Rf' représente la fonction d'autocorrélation normalisée des fluctuations de vitesse, f' les composantes directionnelles des fluctuations de vitesse (u', v', w'), τ le laps de temps, T le premier passage par zéro de Rf', et < . > la moyenne d'ensemble. Les L générés à partir des différentes grilles planaires 2D sont rationalisés avec δ, c'est-à-dire L/δ et sont représentés sur la Fig. 5c.

Sans surprise, les L/δ induits par le NG dans les directions (x, y, z) sont les plus élevés. Le flux d'air redressé n'est soumis qu'aux contraintes de cisaillement des parois des surfaces de la soufflerie, qui ne présentent pas d'obstacles à l'écoulement avant la filtration à plaques-ailettes, d'où un L/δ plus élevé. A l'inverse, le L/δ est sensiblement réduit avec l'utilisation de grilles de remplissage d'espace : une conséquence directe des barres de grille dans le remplissage des espaces planaires. Fait intéressant, RG et SFG ont développé un L(z)/δ comparable, mais contrastent en ce qui concerne le sens du flux et le sens de l'envergure. L'événement suggère qu'un L(y)/δ important par SFG est préféré pour la convection forcée puisque Nu(SFG) > Nu(RG), et pourrait être appliqué par la réalisation d'un L(x)/δ plus petit. En considérant les tourbillons tournant dans le plan X–Z, la diminution de L(x)/δ augmente la vitesse angulaire des tourbillons autour de la direction y ωy, mais à son tour étend la ligne de tourbillon latéralement en raison de la conservation du moment cinétique, c'est-à-dire l'étirement du tourbillon. L'allongement des structures tourbillonnaires interagit donc efficacement et perturbe la couche limite des ailettes. Des résultats similaires ont été rapportés dans Hoi et al.27, et cela justifie les avantages d'un L(x)/δ plus petit dans l'amélioration du transfert de chaleur, car il encourage une plus grande formation de L(y)/δ pour interrompre plus efficacement la couche limite d'écoulement des ailettes. L'implication concordait étroitement avec le L induit par RG, mais pose un effet opposé d'allongement dans le sens du courant, qui dirige l'énergie du flux vers un régime intermédiaire indésirable qui réduit les probabilités d'agitation des couches limites.

Néanmoins, un petit L/δ global est toujours favorable au transfert de chaleur par convection forcée, puisque les grilles partiellement couvertes induisent un L/δ relativement petit et uniforme. Les résultats sont étayés par des références aux littératures précédentes20,30,31,32, dans lesquelles des transferts de chaleur plus élevés sont généralement obtenus à un L inférieur. La contraction du flux due aux deux segments de grille partiellement couverts positionnés le long de chaque côté de la soufflerie aurait pu développer une quantité importante de paires de tourbillons similaires mais contrarotatifs. La paire de vortex qui s'opposent en mouvement maximise la contrainte du flux d'air, ce qui induit des tourbillons très intenses avec des diamètres plus petits. Un tel développement de tourbillons pourrait éventuellement être trié le long des surfaces des ailettes et favorise le transfert de chaleur grâce à la cascade d'énergie dynamique de l'écoulement.

En général, les effets de couplage de (Uhigh, Ihigh, Llow) comme démontré à partir de PCSFG induit des structures d'écoulement qui sont favorables à l'amélioration du transfert de chaleur. Les résultats exprimés dans la section actuelle ont montré que SPTV est viable pour fournir des données informatives à décrire pour la dynamique de flux de dissipation thermique préférée. Cependant, on peut se demander si l'enquête sur une région localisée ciblée à l'aide de particules SPTV à l'axe de l'inter-ailette est suffisante pour conclure pour l'ensemble du réseau plaque-ailette. Par conséquent, les prédictions numériques sont utilisées dans ce qui suit pour décrire la dynamique globale de l'écoulement à l'inter-fin en termes d'isosurfaces et de contours 2D à ajouter pour les limites des résultats expérimentaux actuels.

Les isosurfaces de (i) U/U0 = 2,38, (ii) I = 0,33 et (iii) contour 2D de l'échelle de longueur de turbulence Lt à x/Dh = 0,125 sont démontrées sur la Fig. 7 pour prédire la dynamique d'écoulement sous-jacente dans une région inter-ailettes plus prononcée. En se concentrant sur RG sur la figure 7a, on remarque qu'il est peu probable que le U/U0 élevé pénètre à travers le réseau de plaques-ailettes. Les perforations uniformément réparties de RG ont généré une faible accélération du débit qui est rapidement dissipée et dispersée avec l'élan fluide tardif environnant sous le vent de la grille, empêchant la régulation de U/U0 élevé dans les séparations inter-ailettes. En outre, la distribution isosurfacique de I fort sur la figure 7b est perçue comme étant divisée en segments, avec des vides plus grands apparaissant entre les deuxième et troisième ailettes, en raison des empreintes t0 de la géométrie de la grille au vent. Les résultats ont soutenu le NuL induit par RG, comme mentionné sur la figure 4g, où l'altération de NuL haut et bas (4, 5, 6) coïncide agréablement bien avec les altérations des isosurfaces I, ce qui renforce encore la corrélation positive entre I et Nu.

La représentation isosurface en coupe de (a, d, g, j) U/U0 = 2,38, (b, e, h, k) I = 0,33 ; et (c, f, i, l) le tracé de contour 2D de Lt induit à partir de différentes grilles à x/Dh = 0,125. Notez que δ = 5 mm et l/Dh = 0,0625.

En passant à SFG, on remarque que l'isosurface 3D de U/U0 sur la figure 7d est capable de bien pénétrer à travers les séparations inter-ailettes. L'incorporation d'un flux d'air forcé à travers SFG de t0 plus épais en conjonction avec la dimension fractale inégalement répartie stimule de manière significative les flux de jet, produisant un fluide de travail à haute vitesse d'écoulement pour s'infiltrer principalement à travers le réseau d'ailettes. Une telle structure d'écoulement augmente la probabilité de perturbations d'écoulement, ce qui a contribué à la distribution isosurface de I fort, comme le montre la figure 7e. Fait intéressant, les distributions d'isosurface pour U/U0 et I sont perçues comme inhibant une forte porosité d'isosurface, avec des vides dispersés vers les parties supérieure et inférieure de chaque inter-ailette. L'écoulement recirculé sous le vent des barres fractales subit un retard d'écoulement considérable, produisant une empreinte d'isosurface dissociée t0. La fusion d'une telle transition entre les interfaces puissantes et fragiles peut réduire le remaniement possible des couches limites d'écoulement et thermiques le long des ailettes, qui sabotent la dissipation thermique locale.

Inversement, une diffusion isosurface U / U0 hautement uniforme pour le PCRG et le PCSFG peut être clairement observée sur les figures 7g, j, respectivement. Appréhensivement, les jets ne sont pas seulement créés et accélérés à travers les perforations de l'insert via l'introduction soudaine d'une grille incompressible, mais surtout, la dynamique de l'écoulement est également amassée simultanément autour de la segmentation du plan médian, ce qui permet à l'air d'accélérer et de pénétrer plus profondément et plus uniformément, augmentant ainsi les transports scalaires et d'impulsion de l'écoulement. De plus, une densité de distribution isosurface plus dense peut être clairement perçue avec PCSFG comme avec PCRG. Notamment, des discontinuités mineures sont enregistrées pour le premier par rapport à SFG, ce qui suggère que l'effet des multiples interactions de sillage dans la réduction de la vitesse d'écoulement a été considérablement atténué. Les distributions I fortes de PCRG et PCSFG sont plus étendues avec apparemment la moindre variation en termes d'uniformité respective (voir Fig. 7h, k). Grâce à un couplage efficace entre la turbulence induite par la grille et le réseau d'ailettes en aval, il initie la deuxième étape de la filtration des tourbillons d'écoulement, ce qui conduit à une fluctuation prédominante et unique du débit de fluide ainsi qu'à une dynamique d'écoulement puissante pour pénétrer dans le réseau d'ailettes. En conséquence, le PCRG et le PCSFG permettent une interaction vigoureuse entre les nageoires et le sillage, ce qui augmente efficacement la convection forcée.

En outre, les contours Lt 2D calculés numériquement générés par les différentes conformations de grille sont également étudiés. Un tel Lt calculé numériquement est défini comme33 :

où κ désigne l'énergie cinétique de turbulence, ε le taux de dissipation des tourbillons de turbulence et \(C_{\mu }\) une constante de modèle de Cμ = 0,09. D'après les figures 7c, f, la configuration RG est clairement perçue comme incitant le plus grand Lt inter-fin, alors qu'un domaine de non-uniformité peut être observé avec SFG. Certes, la région de haut Lt des deux grilles est associée au t0 correspondant de la géométrie de la grille au vent. L'étendue considérable de t0 donne lieu à des sillages d'une plus grande échelle de longueur, ce qui génère des niveaux de cisaillement substantiels et par la suite des tourbillons plus importants via les interactions hydrodynamiques de l'écoulement de sillage. Inversement, les barres fractales à plus petite échelle de SFG favorisent la production de tourbillons plus petits, qui peuvent être puissamment filtrés et diffusés dans les régions complémentaires de l'empreinte t0. Fait intéressant, les tourbillons à petite échelle sont déterminés sur la Fig. 7i, l pour se propager et uniformément répartis pour PCRG et PCSFG, de la même manière que les résultats précédents de la Fig. 5c. L'absence de première barre fractale itérative dans la segmentation du plan médian élimine l'accumulation de sillages à grande échelle de longueur, empêchant ainsi la formation de grands tourbillons turbulents directement au vent des nageoires. Plus important encore, des fragments minuscules mais vitaux de tourbillons turbulents s'approchent et s'attachent activement le long des surfaces des ailettes, ce qui peut faciliter efficacement le transfert de chaleur plaque-ailette grâce à la cascade d'énergie d'écoulement, améliorant ainsi le processus de convection forcée. En général, les fusions de (Uhigh, Ihigh, Lt-low) sont déterminées comme étant les caractéristiques favorables aux processus de transfert thermique puissants. De telles découvertes numériques coïncident étroitement avec la dynamique d'écoulement détectée empiriquement à la ligne médiane x/Dh = 0,125, justifiant l'utilisation actuelle de SPTV pour décrire les propriétés d'écoulement de dissipation thermique positive. Par conséquent, une analyse statistique est effectuée pour une analyse rigoureuse des caractéristiques d'écoulement induites par le réseau.

L'asymétrie S et le kurtosis K, qui représentent la symétrie et les extrémités de la distribution des données, sont utilisés pour analyser statiquement les composantes d'accélération induites à partir des grilles planaires (voir Fig. 8a, b). Il est calculé selon les équations :

où a représente l'accélération et i désigne les composantes directionnelles (x, y, z).

En haut, diverses turbulences induites par la grille sur (a) S et (b) K de l'accélération des particules SPTV dans les composantes directionnelles (x, y, z). En bas, l'histogramme empilé des composantes d'accélération induites par (c) NG et (d) RG.

Indéniablement, la distribution gaussienne des données porte des valeurs d'asymétrie et d'aplatissement de 0 et 3, respectivement. On remarque sur les Fig. 8a, b que les distributions d'accélération pour NG et RG se rapprochent de la valeur suggérée, et l'histogramme empilé (voir Fig. 8c, d) vérifie que les composantes d'accélération sont plutôt distribuées normalement. Les données collectées suivent de près les caractéristiques des distributions gaussiennes, selon lesquelles environ (68,2 ± 1,2) %, (95,5 ± 0,7) % et (99,7 ± 0,2) % de toutes les composantes d'accélération induites par NG et RG se situent à ± 1, ± 2 et ± 3 écart-type de la moyenne, respectivement. Cependant, ces composants sont légèrement asymétriques positivement, où S(NG) < S(RG). Les résultats signifient une augmentation du débit accéléré pour RG par rapport à NG, en particulier dans le sens du courant. Clairement, un comportement non gaussien est réalisé pour SFG, PCRG et PCSFG, où (|S|> 0, K > 3) sont enregistrés pour le premier, et (|S|> 0, K < 3) pour le dernier duo. Le ± S obtenu par SFG implique des événements turbulents décélérés extrêmes documentés dans les directions (x, y), ainsi que des accélérations turbulentes dans la direction z. Ces accélérations sont considérées comme rares et intensives, comme indiqué avec le K positif élevé > 3. Il est intéressant de noter que des développements S similaires sont enregistrés pour les grilles partiellement couvertes, mais très disparates en K, comme le montre la Fig. 8b. La réalisation de K ≈ 2 pour PCRG et PCSFG représente une augmentation de la probabilité des événements turbulents extrêmement décélérés (ax, ay), ce qui pourrait très bien impliquer les occurrences élevées de directions d'écoulement alternées qui dégénèrent en formation de tourbillons copieux.

Sans aucun doute, PCSFG manifeste l'asymétrie négative la plus élevée de S = -0, 12 pour ay, ce qui peut suggérer la préférence pour l'exposition de structures d'écoulement extrêmement ralenties dans la direction latérale pour une forte interaction thermo-fluide entre des tourbillons collaboratifs très puissants et nombreux. Le S négatif comparable (ax, ay) indique que les petits tourbillons L sont compactés avec d'intenses circulations d'écoulement dans le plan X – Y. De tels effets d'encombrement de tourbillons denses et puissants accompagnés d'accélérations verticales mineures permettent d'exposer un régime étendu au remaniement de la couche limite des ailettes, générant ainsi des structures d'écoulement à dissipation thermique très positives. Même si le PCRG présente un plus grand S(ax) négatif, il est privé du S(ay négatif vital), ce qui réduit par conséquent la force de la circulation du flux et les capacités de convection forcée. Néanmoins, les affichages plus importants de tels événements par rapport à SFG permettent Nu (PCRG)> Nu (SFG), même si la polarité numérique de S a enregistré une similitude. A l'inverse, NG et RG ont démontré des circulations à débit modéré, d'où le faible Nu. En général, les événements d'écoulement extrêmement ralentis sont capables de former des tourbillons d'écoulement intenses, ce qui est bénéfique pour la perturbation de la couche limite des ailettes. Des recherches supplémentaires sont encore nécessaires pour découvrir les profils S et K à différentes localités inter-ailettes, afin de découvrir les structures d'écoulement globales qui sont préférables pour maximiser la convection forcée du dissipateur thermique à plaques-ailettes.

Lorsque l'on compare les effets de différentes grilles sur leurs performances de transfert de chaleur, il est pertinent de considérer la PSD du flux, qui décrypte la force des fluctuations de vitesse en fonction du domaine fréquentiel. Un tel exploit est réalisé en utilisant la transformée de Fourier sur la fonction d'autocovariance non normalisée de la fluctuation de vitesse par rapport au temps, et est défini comme suit :

où P(f) représente la DSP en fonction de la fréquence f, rf la fonction d'autocovariance non normalisée des fluctuations de vitesse et j l'unité imaginaire. Les PSD obtenues par les grilles planaires 2D sous l'influence de ReDh = 22 × 103 sont illustrées à la Fig. 9. Il convient de mentionner que le profil a été soumis à une période de 10 intervalles de moyenne mobile pour minimiser les bruits aléatoires.

La PSD moyenne mobile de la période de 10 intervalles de fluctuation de vitesse induite avec diverses grilles à ReDh = 22,0 × 103.

De toute évidence, le niveau d'énergie démontré par les réseaux partiellement couverts est beaucoup plus élevé par rapport aux homologues entièrement couverts, à savoir. une augmentation impressionnante d'environ × 102, avec NG enregistré à l'état d'énergie le plus bas. Le phénomène coïncide avec le profil I de la Fig. 5b, indiquant une cohérence élevée entre le niveau d'énergie et l'intensité de la turbulence, c'est-à-dire qu'un I élevé donne lieu à une PSD élevée, et étayé par les découvertes de littératures antérieures27,34. On remarque que le P(f) de toutes les configurations de grille diminue avec l'augmentation de f, mais continue à augmenter dans les domaines de fréquence plus élevée, après quoi une deuxième étape de décroissance. Fait intéressant, les régions de désintégration initiales de P(f) présentent un profil de réduction similaire à celui de la loi de Kolmogorov, c'est-à-dire avec un exposant approchant -5/3. On observe que la plupart des grilles suivent l'exposant de décroissance sur une large gamme de fréquences, à l'exception de PCSFG, où le f−5/3 n'est documenté que sur une bande étroite, c'est-à-dire approximativement entre 4 Hz < f < 7 Hz. Une telle dissemblance enregistrée pour PCSFG, en particulier la plage restreinte du régime f-5/3, pourrait indiquer la formation d'une structure d'écoulement distincte et unique. Comme on le voit sur la Fig. 9, les plages de fréquences pour PCSFG entre 0 Hz < f < 4 Hz ont démontré une plus petite décroissance, maintenant ainsi un niveau d'énergie plus élevé par rapport aux autres configurations de grille. En conséquence, des tourbillons porteurs d'énergie de larges fréquences et échelles de longueur traversent les régions inter-ailettes et supportent un puissant transfert de chaleur par convection forcée. L'élimination de la plus grande barre fractale à la segmentation médiane du PCSFG sape les formations de sillage et réduit les obstacles à la structure d'écoulement dans le sens du courant. Les tourbillons provenant de différentes épaisseurs de barres fractales subissent une obstruction moindre de l'écoulement en raison d'impacts de recirculation minimaux, permettant ainsi une distribution cohérente de l'énergie à travers les tourbillons de toutes les échelles de longueur. Avec la multitude de tourbillons énergétiques mélangeant les limites d'écoulement, la convection forcée de la chaleur le long des surfaces des ailettes serait plus efficace, réalisant ainsi le Nu supérieur obtenu par PCSFG.

Comme mentionné précédemment, le niveau d'énergie augmente à des plages de fréquences plus élevées et est exceptionnellement prononcé pour les grilles planaires partiellement couvertes. La séparation du plan médian alignée verticalement induit une fluctuation de flux distincte, se traduit par un puissant effet de délestage de vortex, ce qui justifie l'excitation au pic P(f)17,35. De plus, on observe que les niveaux d'énergie élevés s'étendent sur une large gamme de fréquences, avec une gamme de PCSFG > PCRG. Le phénomène peut impliquer que les grilles partiellement couvertes sont capables de générer un large éventail de tourbillons à haute énergie à plusieurs longueurs à travers (i) la turbulence induite par la séparation de la grille au premier étage et (ii) la filtration des tourbillons à la plaque et aux ailettes du deuxième étage pour un processus de détachement intense des vortex. Comme PCSFG comprenait différentes épaisseurs de barres fractales, il y aurait de plus grandes variations dans l'échelle de longueur des tourbillons, d'où une plus grande variété de fréquences. Au contraire, l'utilisation de grilles entièrement couvertes a masqué le puissant effet de détachement des tourbillons et est encore plus atténuée sous la configuration NG. L'utilisation de SFG génère une intensité de turbulence substantielle à l'axe de x/Dh = 0,125, et on pourrait en déduire que le niveau d'énergie serait supérieur à RG, car I(SFG) > I(RG). Cependant, la présence de la plus grande barre de grille sur SFG produit un sillage important avec un flux substantiel qui y recircule. Cela provoque la rupture des structures tourbillonnaires, ce qui crée une formation de détachement tourbillonnaire moins prononcée28. Même ainsi, le transfert de chaleur important de SFG, à savoir. Nu(SFG) > Nu(RG) est dû à la distribution efficace de l'énergie cinétique d'écoulement dans la couche limite des ailettes d'agitation, comme indiqué par la plus large propagation de la trajectoire des particules, en particulier dans le sens de l'envergure. Quant au NG, la quantité de mouvement de l'écoulement est fortement sabotée, ce qui provoque la chute du vortex et du niveau d'énergie. Étonnamment, les profils énergétiques démontrés par NG et RG sont très identiques, révélant l'impact des grilles planaires 2D dans l'augmentation des niveaux d'énergie d'écoulement préférables pour le transfert de chaleur par convection forcée.

Lors d'inspections plus approfondies, on remarque que les pics P(f) sont enregistrés à différentes fréquences, avec la réalisation la plus basse de f = 18,45 Hz par PCSFG, puis PCRG, SFG, NG et RG classés par ordre croissant. Les différences de fréquences pourraient suggérer la présence d'une fréquence de fluctuation optimale fλ qui maximise le transfert de chaleur par convection forcée dans le dissipateur thermique à plaques-ailettes. Comme suggéré dans 30, les fréquences de fluctuation de vitesse aux deux extrêmes de fλ sont inefficaces dans le transfert thermique, car les hautes fréquences (f/fλ ≫ 1) ont contribué aux effets diffusifs, tandis que les basses fréquences (f/fλ ≪ 1) sont apparues comme quasi-stables. De plus, les fluctuations de débit dans la sous-gamme de haute fréquence peuvent être trop rapides pour que tout remaniement des couches limites prenne effet. La projection de la trajectoire de la particule illustrée à la Fig. 6a, b corrobore les déclarations précédentes, car les fluctuations à haute fréquence par PCRG et SFG semblent développer des caractéristiques de diffusion dans la trajectoire temporelle des particules, entraînant la contribution importante de l'énergie cinétique turbulente confinée autour de la fréquence de perte pour être inefficace pour améliorer le transfert de chaleur plaque-ailette. Comme pour PCSFG, le f est présumé approcher fλ, entraînant ainsi la formation d'une trajectoire annulaire dense et intense qui dirige l'énergie cinétique turbulente le long de la couche limite pour une agitation maximale. En bref, fλ ≈ 18,45 Hz fournit des fluctuations de vitesse adéquates pour la restructuration directe de la couche limite, tout en contenant une quantité de mouvement d'écoulement suffisante pour améliorer efficacement la dissipation thermique.

L'énergie vibratoire globale élevée démontrée par les grilles partiellement couvertes à l'axe central de x/Dh = 0,125, en particulier celle de PCSFG, offre un potentiel élevé dans les applications de transfert de chaleur localisées. Il a hérité de certaines caractéristiques de SFG, par lesquelles il est capable de générer des tourbillons à plusieurs échelles de longueur, tout en augmentant le niveau d'énergie à une magnitude × 102 plus élevée, comme le montre la Fig. 9. Ces résultats prouvent que la nouvelle conception de PCSFG présente des caractéristiques supérieures pour le transfert thermique par rapport à SFG, ouvrant ainsi la voie à une exploration plus approfondie d'autres conceptions de grille partiellement couvertes et de leurs structures d'écoulement correspondantes sur les applications de transfert de chaleur. Des travaux futurs pourraient être entrepris pour explorer la possibilité de tirer parti de la force de génération de turbulence PCSFG en fusionnant une telle configuration équivalente dans les ordinateurs ou les systèmes de refroidissement de l'unité centrale de traitement (CPU) des serveurs de centre de données, où une dissipation thermique électronique puissante est hautement essentielle. Le PCSFG pourrait être directement intégré dans le module de refroidissement, situé soit au vent, soit sous le vent du ventilateur du dissipateur de chaleur (en fonction d'un mécanisme d'aspiration ou de soufflage, respectivement) pour fournir des caractéristiques de turbulence indispensables qui optimisent la convection forcée et, en attendant, en conservant la compacité de l'unité. Une autre mise en œuvre possible consiste à incorporer le(s) PCSFG optimisé(s) dans le tunnel/système CVC à des fins de récupération d'énergie, donc comme l'une des solutions énergétiques durables28,36.

Un système SPTV développé en interne a été utilisé pour étudier les structures d'écoulement induites par la grille sous-jacentes qui renforcent la dissipation thermique positive du réseau de plaques-ailettes, qui a été optimisée numériquement à δ = 5 mm et l = 10 mm sous ReDh = 22,0 × 103. Les tracés de contour 2D Nu ont pu révéler des augmentations du transfert de chaleur à l'aide de grilles partiellement couvertes, où un Nu élevé a été observé dans une plage de couverture plus large de (δ, l). Une telle caractéristique implique la possibilité de réduire la quantité d'ailettes grâce à la réalisation d'un δ plus grand dans l'unité d'échangeur de chaleur, réduisant ainsi les coûts de fabrication et de matériau. En outre, les augmentations de 42,9 % et 29,2 % de Nu ont été observées par PCSFG et PCRG, respectivement, par rapport au contrôle NG. On pensait que les améliorations étaient stimulées par un flux préférable de (i) U/U0 élevé, (ii) I intense, (iii) fort (v', w'), (iv) petit L/δ et (v) négatif S(ax, ay) avec (vi) faible K pour une dissipation thermique maximale. Les structures d'écoulement distinctives proviennent de la coaction entre les épaisseurs de barres fractales pour générer une véracité des tailles de tourbillon, et la segmentation verticale pour réduire l'entrave à l'écoulement tout en restructurant les interactions sillage-écoulement pour obtenir un débit massique accru dans les régions inter-ailettes pénétrantes. Ces dynamiques d'écoulement couplées ont également développé une formation unique d'«anneau turbulent» qui offre un faible degré de prévisibilité sur la turbulence dans l'oscillation annulaire périodique qui remanie efficacement les couches limites d'écoulement. Enfin, les DSP induites par les grilles partiellement couvertes étaient d'ordres × 102 supérieures à celles des grilles entièrement couvertes, avec un pic important dans la sous-gamme de haute fréquence qui indique un fort effet de détachement de vortex. Une fréquence optimale de fλ ≈ 18,45 Hz a été déterminée par PCSFG, censé fournir une énergie cinétique turbulente adéquate pour la restructuration directe de la couche limite, tout en maintenant l'élan d'écoulement nécessaire pour assurer un transfert de chaleur par convection de force supérieure du dissipateur thermique à ailettes. Les résultats ont révélé le potentiel de la turbulence induite par PCSFG dans l'amélioration de la dissipation thermique, en particulier dans la région de la ligne centrale, ce qui peut être jugé utile dans les industries où un refroidissement ciblé est requis.

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Les auteurs tiennent à exprimer leur gratitude au ministère malaisien de l'Enseignement supérieur (MOHE) pour le soutien financier de la présente recherche (Code du projet : FRGS/1/2018/TK07/MUSM/02/1). L'auteur tient également à remercier l'Université Monash de Malaisie (MUM) pour le soutien financier du projet de recherche en cours (MUM25929267).

École d'ingénierie, Monash University Malaysia, 47500, Bandar Sunway, Malaisie

Bientôt Hong Chew, Manh-Vu Tran et Ji Jinn Foo

Faculté d'ingénierie et de technologie, Tunku Abdul Rahman University College, 53300, Kuala Lumpur, Malaisie

Su Min Hoi

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SHC a préparé le projet initial, SMH, MVT et JJF ont révisé, affiné et édité le manuscrit. Tous les auteurs ont examiné le manuscrit.

Correspondance avec Soon Hong Chew ou Ji Jinn Foo.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Chew, SH, Hoi, SM, Tran, MV. et coll. Turbulence induite fractale partiellement couverte sur la dissipation thermique des ailettes. Sci Rep 12, 7861 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-11764-x

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Reçu : 12 octobre 2021

Accepté : 28 avril 2022

Publié: 12 mai 2022

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

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