双扩散浮力诱导自然对流的数值研究

工程科学与技术，国际期刊19（2016）322完整文章侧壁部分加热和冷却空腔内双扩散浮力诱导自然对流的数值研究Rasoul Nikbakhtia，*，Javad Khodakhahba马什哈德航空应用科学和技术培训中心，邮政编码：Box No. 91895-1466，Mashhad，Iranb马什哈德Ferdowsi大学工程学院，P.O. 号盒91775-1111，马什哈德，伊朗A R T I C L E I N F OA B S不 R 一C T文章历史记录：接收日期：2015年5月27日接收日期：2015年8月8日2015年8月9日接受2015年9月9日在线发布保留字：自然对流双扩散腔局部主动侧壁传热传质数值模拟本文对充有牛顿流体的空腔内双扩散自然对流传热传质过程进行了数值研究。空腔的两个垂直壁的活性部分保持在固定但不同的温度和浓度，而另外两个壁以及侧壁的非活性区域被认为是绝热的并且不渗透传质。热活性部分的长度等于高度的一半描述二维不可压缩湍流双扩散自然对流的控制输运方程的无量纲形式是温度或能量、浓度、涡量和流函数的函数。耦合微分方程采用有限差分法离散。流函数方程的求解采用逐次超松弛（SOR）方法。对具有不同长宽比的外壳进行了分析，0.5至11，用于部分活动部分的三种不同组合 结果以流线、等温线和等浓度线的形式以图形形式呈现。此外，在空腔中的传热和传质速率测量的平均Nusselt和Sherwood数的各种参数，包括热Grashof数，路易斯数，浮力比和纵横比。结果表明，部分热激活壁的放置顺序和浮力比对空腔内的对流模式和相应的© 2015 ， Karabuk University. Elsevier B. V. 制 作 和 托 管 这 是 CC BY-NC-ND 许 可 证 下 的 开 放 获 取 文 章（http://creativecommons.org/licenses/by-nc-nd/4.0/）。1. 介绍在自然界和许多工业应用中，存在多种传输过程，其中同时进行传热和传质是常见现象。 由温度和浓度浮力相结合产生的流体湍流称为双扩散对流。双扩散对流广泛存在于海洋学、天体物理学、地质学、生物学、化学过程和地球物理问题等领域。它也发生在许多工程应用中，例如太阳能池、天然气储罐、晶体制造、材料加工、食品加工等。为了对这一现象有一个概述，请参阅一些相关的基本著作[1-3]。Bejan[4]、Viskanta等人[5]和Fernando[6]报告了文献的全面早期综述。近来，人们对双扩散对流的研究主要集中在方形和矩形封闭空间内。* 通讯作者。联系电话：+98 915 500 0903;传真：+98 513 890 5220。电子邮件地址：rasoul_nikbakhti@yahoo.com（R.Nikbakhti）。由Karabuk大学负责进行同行审查。Makayssi等人[7]对填充非牛顿幂律流体的浅封闭空间中的自然双扩散对流进行了分析和数值分析。在他们的情况下，两个短的垂直壁都受到均匀的热量和质量的相互作用，而顶侧和底侧是绝缘的，不能进行质量传递。考察了不同参数（长径比、路易斯数、浮力比数、幂律行为指数、普朗特数、热瑞利数）对气液两相流动和传热传质特性的影响Sun等人[8]用数值方法研究了变密度对垂直封闭空间中理想气体二元混合物中热溶质自然对流的影响。结果表明，非Boussinesq效应在反相流中比在助相流中更显著，在助相流中溶质力和热力强度相等。Al-Farhany和Turan[9]研究了夹在两个填充有各向异性多孔介质的有限厚度壁之间的二维多孔空腔中的数值稳定共轭双扩散自然对流具有宽范围孔隙度的变孔隙度介质的研究 修正瑞利数 （10Ra<$1000）、浮力比（102N <$102）、路易斯数http://dx.doi.org/10.1016/j.jestch.2015.08.0032215-0986/© 2015，Karabuk University.由Elsevier B. V.制作和托管。这是CC BY-NC-ND许可证下的开放获取文章（http：creativecommons.org/licenses/by-nc-nd/4.0/）。出版社：Karabuk University，PressUnit ISSN（印刷版）：1302-0056 ISSN（在线）：2215-0986 ISSN（电子邮件）：1308-2043主 办可 在 www.sciencedirect.com上 在 线ScienceDirect可在ScienceDirect上获得目录列表工程科学与技术国际期刊杂志主页：http://www.elsevier.com/locate/jestchR. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322323（0.1 <$Le <$10）、导热系数比（0.1 <$Kr <$10）和壁厚与壁高之比（0.1 <$D$0.4）。他们得出结论，瑞利的增加导致努塞尔数的增加，而努塞尔数随着热导率比、路易斯数和壁厚数的增加而减小。Bera等人[10]提出了一项数值研究，以了解局部热非平衡（LTNE）状态对填充多孔介质的方形封闭空间采用了Patankar[11]提出的有限体积法结果表明，LTNE状态对传热速率和热分布有显著影响，而对传质速率和溶质分布的影响很小。Harzallah等人[12]使用LTNE模型数值研究了多孔垂直封闭体中的双扩散自然对流。空腔由具有相反温度的有限厚度壁、垂直壁上的浓度梯度以及绝热且不可渗透的水平壁界定。多孔介质被假定为流体动力学各向异性。对各种参数进行了计算，分析了有限厚度导热壁和力学各向异性两个主要因素对非稳态双扩散自然对流的影响。在另一项工作中，Jbara等人研究了辐射参数（如颗粒发射率ε和光学厚度λD）对填充有液体饱和多孔介质的空腔中的液体流动、自然对流和热辐射引起的热量和质量传递的影响[13]。结果表明，随着特定发射率ε和光学厚度λD的增大，温度和速度值增大，而浓度值减小。Teamah[14]进行了一项数值研究，以研究磁场对二维矩形封闭空间中双扩散自然对流的影响。沿外壳的左右壁施加恒定的温度和浓度，而上下表面是绝热的并且不渗透传质。此外，在水平方向上施加均匀磁场在稳态条件下考虑层流状态。作者报道了RaT（103RaT$106）、N（10N$10）、Ha（0Ha200），和（50Ha25）对于固定的路易斯数Le = 1和普朗特数Pr = 0.7。结果表明，磁场的存在降低了腔体内的传热和流体循环。还观察到，在存在热沉的情况下，平均努塞尔数趋于增加，而热源被发现会降低努塞尔数。等[15]分析了有磁场和热源存在时倾斜矩形空腔内的双扩散自然对流。他们的洞穴和条件类似于Teamah[14]。他们发现，倾斜角度对传热和传质速率有相当大的影响，因此在两个倾斜角度下获得最大平均Nusselt和Sherwood数，分别为45 和135 。Islam等人[16]数值研究了具有方形内部堵塞的盖驱动方形空腔中的层流混合湍流。在他们的实验中，堵塞物保持在高温下，腔体的四个表面（包括盖子）保持在低温下。采用ANSYS FLUENT商业CFD程序中的有限体积法求解。结果表明，阻塞比（定义为阻塞尺寸与空腔高度的比值）以及阻塞物在空腔内的放置位置对平均努塞尔数有显著影响。作者得出结论，当堵塞位于外壳的左上角和右下角时，获得最有效的传热。他们还观察到，随着阻塞比的增加，平均努塞尔数趋于降低到阻塞比的某个值Morshed等人[17]为伊斯兰教等做了一个扩展s[16]研究两个等温加热的方形内部堵塞。他们的腔和条件类似于伊斯兰教等[16]。数值结果报告了阻塞比，雷诺数，理查森数在一个固定的普朗特数（0.71）。堵塞物的放置顺序对传热和传质速率有显著影响;为了探索这种影响，研究了三种不同的堵塞物放置情况结果表明，在情况III中获得最高的Teamah等人[18]对二维倾斜封闭空间中的双扩散层流混合对流进行了数值研究，该封闭空间中的移动顶盖被视为向上和向下移动。结果表明，该流场的特征是存在一个主循环气泡，其位置取决于移动盖的方向。上述文献综述表明，大多数关于矩形几何结构内对流传热传质的工作都是由于垂直或水平方向的温度和浓度差引起的。然而，一些工程应用，如太阳能收集，地下水污染的预防，电子元件的冷却，流化床化学反应器受到局部加热和冷却区。事实上，在这种实际应用中，完整的活性壁并没有针对传热和传质进行优化。换句话说，热壁区域和冷壁区域的相对位置在优化空腔中的传热和传质速率方面起着更因此，为了更好地理解这些应用，需要研究具有部分活动热壁和溶质壁的封闭空间中的对流传热和传质。在文献[19-23]中已经广泛地研究然而，对于具有部分热源和集中热源的双扩散自然对流Nithyadevi和Yang[24]研究了填充在部分加热的方形空腔中的水的双扩散自然对流的影响，其中Soret和Dufour系数在密度最大值附近。结果表明，由于双胞结构的形成，最大密度温度对传热传质有很大影响此外，有人发现，在热瑞利数的增加导致增加的热量和质量传递速率，而不管热源部分。Teamah等人研究了在左侧壁有三个等间距加热器的方腔内双扩散对流换热和层流流动的定常层流流动。[25]. 作者进行了各种瑞利数，普朗特数，浮力比，和无量纲加热器长度在刘易斯数为2的调查他们的结论是，热量和质量传递随着瑞利数和普朗特此外，他们发现平均Nusselt和Sherwood数随着加热器长度的增加而增加。Oueslati等人[26]数值研究了从左侧垂直侧壁部分加热和加盐的封闭空间中的双扩散自然对流和熵产生。他们集中研究了主要参数（Rayleigh数、浮力比、源长、Lewis数和源位置）对具有纵横比（Ar = 4）的矩形腔中传热传质速率的影响。目前的调查是尼克巴赫蒂和拉希米的延伸[27]研究。他们分析了不同的热活性位置，以获得腔体中传热和传质性能然而，值得注意的是，传热和传质性能还可能取决于其他重要因素，例如热和溶质的取向。324R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322 C    guu2 2（一）（b）第（1）款Fig. 1. （一）物理配置。(b)三个不同的热活跃位置。空腔中的浮力因此，本研究的主要目的是调查浮力的同时影响01TTTcSCCc（一）以及加热段和冷却段在旋流板上的布置顺序和相应的空腔内的传热传质此外，还讨论了热传导等一些有效参数的影响，其中，1TP、C是热膨胀系数，Gr ashof数，纵横比和路易斯数对传热和传质的影响（基于平均Nusselt数和Sherwood数）是S1P、T是浓度膨胀系数。是并讨论了2. 物理模型和控制方程图1a所示的研究构型是一个长L、高H的二维矩形空腔，空腔内充满湿空气，Pr = 0.71。腔体的部分热活性侧壁在两个固定的不同温度和浓度下指定左壁部分位于Th，Ch，右壁位于Tc，Cc其中ThTc和ChCc。此外，剩余的侧壁和水平壁被认为是绝热的并且不能渗透质量传递。纵横比被定义为腔的高度H与长度L的比率（Ar = H/L）。热活性部分的长度为h = H/2。根据活动热区的位置，可以可视化九种不同的加热组合。然而，在这项工作中，三种不同的情况下，安排加热和冷却值得一提的是，浓度的扩大略有增加，与热的不同。温度T总是正值（温度升高会导致密度降低），而温度S可以是正的或负的（增加 浓度降低或 增加 在 密度）。这里根据高浓度在热侧壁上的位置和低浓度在冷侧壁上的位置，假定浓度膨胀系数为负。 通过这些问题的描述和假设，并通过笛卡尔坐标系在二维中表示位置，治理方程可以以维度形式写成如下：中国（2）阿克斯埃什基区被认为是研究各种参数的双扩散现象，如图所示。 1b.在这里，假设流体是不可压缩的、牛顿的和粘性的，并且粘性耗散被认为是可忽略的。重力的作用方向是向下的.由于温度和浓度的变化，混合浮力会驱动水流。因此，通过Boussinesq近似，密度被视为温度和浓度水平的函数u2t2012年2月   1 P 22 t年2月日txy xy（三）（四）（五）R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322325VLH.L. H公司简介ZHH.L.T TcTh TcS CCChM2 2 2表1方腔网格独立性研究（Gr10 6，Le 103， N= 0.2）。网格大小21213131414151516161717181819191Nu6.3116.09256.0125.9755.96235.95225.94525.9450Sh10.17159.36459.10248.93958.8248.78588.7738.772最大30.822828.367727.245826.680726.278826.019825.766725.6504（六）无量纲形式的初边值条件txyx22012年2月是适当的初始和边界条件为：00：，年，年，01，2019年月1日t：u0，Tc，Cc，0μxμL，我的天啊，0:  0,Y年1月，，X0，1 YM12t：u0，但，CCC，x=0，MH玉木河h 2你好，Y年，年，X1，1 YM12u0，但，CCC，x微升，MH玉木河c22年，你好，X，1， 1，M1 Y1001u0，你好，x=0，L，我的天啊，H阿吉·阿吉X关于我们22xx2 2 3 4 55 68 ，X01，Y=0，1u0，你好，0μxμL，y=0，H阿吉 吉引入以下无量纲变量3. 求解方法采用有限差分法数值求解 tLXxL于伊H阿尔赫L姆H乌鲁L控制方程（7）至（10）以及初始和边界条件。采用交替方向隐式（ADI）方法求解涡量、能量和质量方程，采用逐次超松弛（SOR）方法求解流函数我们得到了上述方程的问题（1）方程此外，中心差分被用来离散浮力和扩散条款，而逆风差分的使用，212S对于对流项，为了数值稳定性，优选参考UXVYX2Ar2Y2ArGrTXNX U V 12 1 2 X Y Pr   XArYS 12（七）（八）（九）从任意指定的变量初始值开始，然后，通过在时间上行进直到达到渐近稳态解来求解离散化的瞬态方程为了获得收敛的解，流函数的过相关参数选择为1.8。证明了流函数解的迭代在每一时间步的收敛性使用以下公式检查稳态解    1st-31files][001 pdf 1st31files哪里中国（11）中国台湾（10）年月28日方程中出现的无量纲参数是：Pr是普朗特数，Sc是施密特数，Gr T的热Grashofnumber.的参数NC hCTTc是浮力比，是溶质浮力和热浮力的比值。它可以是正的，也可以是负的，其符号取决于浓度膨胀系数和污染物浓度在热或冷垂直部分壁上的位置。事实上，溶质浮力和热浮力可以是相互帮助的，也可以是相互对抗的。因此，取决于浮力的方向，问题可以是辅助或相反的浮力条件。局部Nusselt数和Sherwood数定义为X0，Sh0，特别是在平均Nusselt数和Sherwood数中计算为Nu1 hhNudY，1hhS hdY，特别是其中r eh=H/2是加热段的高度。i， j 尼加拉瓜i， jk1k 最大值326R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322其中，k表示时间，i和j表示空间坐标。选择的值为105。计算中使用的时间步长在0.00001和0.004之间变化，取决于Grashof数和网格尺寸值。4. 网格敏感性研究和代码验证在21 × 21 ~ 101 × 101的不同网格系统下，得到了在热活动区中Ar1，Gr106，Le3，N0.2时的数值解可以观察到，从61 ×61到101 × 101的网格进一步细化对平均努塞尔数和舍伍德数以及流函数最大值的结果没有显著影响，如表1和图2所示。根据这些观察， 61 × 61个点的均匀网格用于所有Ar-1的计算。此外，类似的网格依赖性测试进行的其他纵横比和最佳的网格大小，获得每一个。R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322327图二. 网格大小独立性测试。为了检验程序的准确性和有效性，将程序的不同数值模拟结果首先，我们对充有Ar气的矩形腔内双扩散自然对流进行了数值模拟。结果与Teamah等人进行了比较[15]和Oueslati et al.[26]比较结果见表2。在下文中，作为额外的验证，将当前结果与Valencia和Frederick[28]以及Bhuvaneswari等人报告的具有部分主动热壁的方形空腔中的自然对流进行比较[29]见表3。可以看出，本文的模拟结果与前人的研究结果吻合较好，从而为本文数值方法的准确性提供了依据5. 结果和讨论在本研究中，所有数值计算都是在固定的普朗特数0.71下进行的。结果以流线、等温线、等浓度线的形式显示，考察了浮力比和部分主动热墙布置方式对方腔内流体流动和自然对流传热传质特性的影响。A/CN.1/Add.1）。此外，在不同条件下的传热和传质速率，表2比较Nu和 Sh，N = 0.8，Ra = 105，Le = 2。NuShTeamah等人[十五]3.46134.3767Oueslati等人[26日]3.39524.3917本研究4.08865.3012表3具有中间-中间有源壁的正方形腔的NuRA104105106瓦伦西亚和弗雷德里克[28]. . .. . .6.38312.028Bhuvaneswari等人[29日]3.3186.19811.832本研究3.3326.30612.016根据平均努塞尔数和平均舍伍德数测量空腔。图3i-ix显示了三个不同加热位置的流线、等温线和等浓度线，其中Le=2，N=0.2，Gr=106。当N 0.2时，温度梯度对水流的影响较大，即围隔内热浮力占主导地位，水流方向为顺时针旋转方向。当加热部分是顶部-底部时每个单元的中心分别位于左壁的顶部和右壁的底部的活动加热区和冷却区附近。因此，左主动热区域的顶部和右主动热区域的底部更有效。当热激活区移动到侧壁中间时，空腔内出现顺时针旋转的旋涡，空腔内有两个内部相等的单元（图3iv）。它们的中心向左壁上的加热部分的上部和右壁上的冷却部分的下部偏移。然而，空腔的左下角和右上角似乎不太活跃。在底部-顶部活动部分（图3vii）中在这种情况下，加热区和冷却区位于对角相对的位置，两个内部单元存在于中心顺时针涡旋中。有趣的是，它们的中心向远离热活性区的腔的核心区域移动。 与其他组合相比，该组合的湍流强度变强，流速和环流率最大。相应的等温线表明，相对平行的温度分布水平的顶部和底部的壁与主导的传热传导模式（图3ii）。随着加热部分向左壁的下部移动，冷却部分向右壁的上部移动，等温线向活动区倾斜（图1）。 3viii）。在这种情况下，强的热边界层形成在附近的活跃的热部分和传热速率显着提高在腔。这也是一个有趣的结果，等温线是对称的整个空腔之间的对角相互作用的加热和冷却部分。328R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322图三. （a）顶部-底部、（b）中部-中部和（c）底部-顶部的流线、等温线和等浓度线， Gr T106和 2000年0.2.浓度等值线与温度等值线具有相似的变化规律，这主要是由于能量传递方程和质量传递方程的相似性。然而，等浓度线更加扭曲，并指示在热活性区处的更尖锐的梯度，这意味着腔中的更高的传质。它 形成的溶质边界层较薄形成的热边界层。值得注意的是，由于Schmidt数Sc = 1.42，超过了Prandtl数，因此热扩散系数比质量扩散系数对胶体的影响更大。当浮力比为N= 1.5时，流线、等温线和等浓度线如图4所示。在这种情况下，R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322329见图4。 （a）顶部-底部、（b）中部-中部和（c）底部-顶部的流线、等温线和等浓度线， Gr T106和 1.5.主要受浓度梯度的影响，这意味着溶质浮力超过热浮力，从而导致对流逆转。流体流动沿左壁向下移动，沿右壁向上移动。因此，气流在腔内沿逆时针旋转方向旋转。在热循环出现在空腔的顶壁和底壁的中间附近（图4i）。进一步观察到，在空腔的中部比下部或上部更强烈的湍流如图4iv所示，当加热和冷却活动部分都位于侧壁中间时，可以观察到类似的气流模式。结果表明，在空腔中部形成一个逆时针旋转的主环流，在其附近出现两个弱的顺时针热力环流330R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322腔的左上角和右下角。值得注意的是，与顶部-底部相比，波纹强度已大大降低。在自图图4vii示出了空腔内的湍流模式与N=0.2时的顶-底模式完全相反。当N=1.5时，水流主要受溶质浮力作用的支配，改变了水流的旋转方向，开始在两个独立的单元中逆时针旋转。有趣的是，等温线和isoconcentrations是reoriented在相反的方式相比，氮磷0.2。在顶部和底部，空腔内的温度和浓度等值线分布均匀，传热传质速率增大。在中间-中间组合中，温度和浓度的轮廓在空腔的核心中几乎以彼此平行的方式分层。在底部-顶部截面中，相应的等温线和等浓度线表示空腔中几乎垂直的温度和浓度分布。在这种情况下，热质传递的主导模式是传导（图4viii和ix）。因此，可以进一步看出，等温线和等浓度线在外壳中具有对角对称性，尽管等浓度线更扭曲。在下文中，讨论了辅助和反向湍流中的浮力比对湍流动力学以及方腔中的热分布和溶质分布的影响。如前所述，浮力比N被定义为溶质浮力与热浮力之比，它测量了浮力驱动水流中热量和质量扩散的相对重要性。扩散力可以是相互有利的，也可以是相互不利的。在助流中，热浮力和溶质浮力方向相同，对助流产生增强作用;在反流中，热浮力和溶质浮力方向相反。图5显示了具有下列特征的103 ° N 101中-中活动剖面的流线据观察，随着浮力比逐渐减小，从N_1（助流）到N_2（逆流），循环速率和速度逐渐减小。值得注意的是，在1N时，对流主要受热浮力影响，并沿顺时针方向旋转。有趣的是，在N1中，腔中没有湍流。在这个临界点，热力和溶质浮力以相同的数量级彼此相反地作用因此，气流和热量以及质量传递主要由于扩散而发生。N_2O_1以后，对流主要由溶质浮力控制，对流旋转方向发生变化。可以看出，随着浮力比的增加，空腔中的循环率和速度增加有趣的结果是，在~3中，反激波的强度与助激波的强度一样高，但激波的旋转方向完全相反。等温线和等浓度线示于图1和图2中。分别为6和7。如图所示，对于N_2O_1，空腔中的温度和浓度分布几乎是直线，等温线和等浓度线预示着没有浮力对流的传热传导模式。值得注意的是，浓度等值线具有与温度等值线相似的行为，这主要是因为尽管浓度和温度边界条件相反，但能量和质量传递方程唯一的显著差异可在N =0中观察到。此时，我们没有任何浓度变化，因此，由于空腔中的浓度梯度而产生的溶质浮力。图8显示了不同长宽比和底部-顶部热活动位置的平均努塞尔数和舍伍德数的时间历程如图所示，纵横比的增加导致达到溶液的稳态情况的时间增加。可以进一步看出，平均努塞尔数和舍伍德数随着纵横比的增加而增加。为了更深入地了解微流体的流动行为，图9a显示了不同纵横比和中-中热活跃位置的中高度速度分布随着高宽比的增大，封闭体中部高度处的颗粒垂直速度增大。进一步观察到，垂直速度分布的对称趋势显示了空腔内的 图图9 b和c显示了不同长宽比和中-中热活跃位置的温度和浓度分布。可以看出，增加纵横比对温度和浓度分布没有任何显著影响，有趣的是，它们表现出类似的行为。图10中描绘了对于不同纵横比和底部-顶部位置，作为热格拉肖夫数的函数的一般情况下，平均Nusselt数和Sherwood数随着Grashof数的增加而增加，这导致空腔内的传热和传质速率增强。如图所示，对于低值在Grashof数中，长宽比的增加对平均Nusselt数和Sherwood数的影响不大，而Gr值越大，对流机制就越重要。因此，平均Nusselt和Sherwood数随着纵横比的增加而显著增加。同时，纵横比的增加对平均舍伍德数的影响大于对Sc的平均努塞尔数的影响。因此，在空腔中的质量传递速率高于图11显示了在助流和反向流中平均努塞尔数随浮力比N的变化。 由于溶质浮力和热浮力作用在相同的方向上以帮助对流，因此空腔中的热传递（基于平均努塞尔数）随着浮力比的增加而增加。在相反的方向，有趣的事情发生了。当N= 1 <$N <$0时，平均努塞尔数随N的增加而减小。在N_2O_1中，浮力消失，空腔中的主要传热模式主要是传导。然而，对于N=1，平均努塞尔数经历了一个显着的上升，随着浮力比的增加，因此，它导致在空腔中的传热速率增加。路易斯数对底部-顶部截面和不同长宽比的平均努塞尔数和谢尔伍德数的影响如图所示。12个。结果表明，增大Lewis数可使平均Sherwood数增大，从而提高空腔内的传质速率，而增大Lewis数对平均Nusselt数的影响不大，因此对传热速率的影响不是直接的.为了评估不同的热组合和浮力比如何影响空腔中的传热和传质性能，在图1和图2中绘制了不同热活性区的平均Nusselt数和Sherwood数作为纵横比的函数。分别为13和14。通常，通过增加纵横比来增加努塞尔数和舍伍德数。如图13所示，当加热段从上到下移动时，平均努塞尔数和舍伍德数趋于R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322331图五. 不同浮力比的中-中加热位置的流线 第10集6.332R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322见图6。 不同浮力比的中-中加热位置的等温线，Le 101和 第10集6.R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322333见图7。 不同浮力比的中-中加热位置的等浓度线，Le 101和 第10集6.334R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322图8.第八条。下-上剖面中不同纵横比的平均（a）Nusselt数和（b）Sherwood数的时间历程，Le=3，N=0.2，GrT=106。增强作为底部-顶部部分的一个有趣结果，我们有最大量的热量和质量传递，空洞。然而，当N=1.5时，平均Nusselt数和Sher-wood数在顶部-底部获得最高因此，可以得出结论，浮力比以及热活性壁的放置顺序对空腔内的传热传质性能都很重要。6. 结论本文对二维空腔内的双扩散自然对流换热和传质进行了数值研究，空腔的左右两侧壁分别被部分加热和冷却考虑了顶-底、中-中、底-顶三种不同的热组合着重分析了浮力比和部分热活动区的布置对空腔内流体流动和双扩散自然对流传热传质的影响。数值模拟采用有限差分法。本分析的主要结论概述如下：• 部分热活性壁面的位置对流体流动和传热传质特性有很大影响。• 在相反的水流中，当N= 1 <$N=0时，水流主要由热浮力作用控制，而对于N=1，溶质浮力起重要作用。• 当N =1.0 ~ 1.1时，底部-顶部段的传热传质效率最高，而顶部-底部段的传热传质• 对于N_（001），就传热和传质性能而言，部分加热区和冷却区的最佳情况是顶部• 在临界浮力比（N=1）处，传热传质速率最小，此时为导热模式在腔体中起支配作用。• 随着热Grashof数的增加，平均Nusselt数和Sherwood数增加，导致在空腔的传热和传质性能• 垂直速度随展弦比的增大而增大。• 在助浮时，平均努塞尔数随浮力比的增大而增大.• 当N= 1 <$N <$0时，平均努塞尔数随浮力比的增大而减小，当N=1 <$N <$0时，平均努塞尔数随浮力比的增大而增大。• 随着Lewis数的增加，平均Sherwood 数显著增加，而平均Nusselt数并不随Lewis数的增加而遵循直接的趋势。命名法Ar纵横比C尺寸浓度（kg） m D质量扩散系数g重力加速度sGrSSolutalGrashof数，GrTSolutalGrashof数，Gr S SolutalGrashof数，GrTH型腔的高度mL空腔长度R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322335见图9。（a）中高度速度，（b）温度和（c）中-中加热位置的浓度分布，Le = 3，N = 0.2和Gr T = 10 6。图10个。不同长宽比下的平均Nusselt数（左侧）和Sherwood数（右侧），Le 3和N 0.2。336R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322图十一岁勒阿弗尔1号的平均努塞尔数与对向和助向急流中浮力比的变化。勒刘易斯数， LeBaudm加热段的中心X为oh无量纲坐标M加热中心N浮力比NulocalNusseltnumber，X0Nu平均Nusselt数，Nu平均Nusselt数，Nu平均数，Nu平均Nusselt数希腊符号热扩散系数浓缩膨胀系数m3 kg热膨胀系数Hp压力m s无量纲温度运动粘度m2 sPr普朗特数， 简体中文S无因次浓度Sc施密特数， 简体中文ShlocalSherwoodnumber，ShShaverageSherwoodnumber，hhShdYT时间（秒）T温度密度m3无量纲时间涡度（s1）无量纲涡量对流函数（m2s）无量纲流函数u，vU、Vx为oh无量纲速度分量下标c冷壁低浓度h热壁高浓度图12个。 平均Nusselt（左）和Sherwood（右）数与不同路易斯数的纵横比。R. Nikbakhti，J.Khodakhah/工程科学与技术，国际期刊19（2016）322337图13岁三个不同加 热位置的平均努塞尔数，N 0.2（左侧）和N 1.5（右侧）。图十四岁 N 0.2（左侧）和N 1.5（右侧）的三个不同加热位置的平均舍伍德数。参比品[1] J.S. Turner，双扩散现象，Annu.Rev. 流体机械6（1974）37[2] S.自然对流与联合驱动力，物理化学。H y d r o d y n 。1（1980）233-247。[3] R.W. Schmitt，海洋学中的双扩散，Annu。流体机械26（1994）255-285。[4] A. Bejan，垂直空腔中自然对流的质量和热量传递，Int.J.热流体流6（1985）149[5] R. Viskanta ，T.L.Bergman， F. 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