本實驗將測試介電液 FC-72 在流道方位 0°、45°、90°和 135°中，
工作流體由下往上於截面積 10mm x 2mm，水利直徑 Dh=3.33mm 的狹 窄矩形流道中，流經一塊模擬平滑加熱銅片，銅片表面尺寸為 10mm x 10mm，在不同雷諾數(Re=2000、1200、500)，和不同次冷度(ΔT =28
℃、21.5℃、15℃)，於一大氣壓狀態下進行流動沸騰實驗，並拍攝 流譜觀測氣泡特性與發展情況。
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本次流動沸騰實驗結果，FC-72 之熱傳特性將以沸騰曲線來表 達，探討熱通量與加熱銅片表面過熱度之間的關係，且對應各種實驗 狀態下，所拍攝之流譜照片圖，並分析比較在不同實驗狀態下之熱傳 係數、臨界熱通量與氣泡特性。最後再參考文獻資料，建立新的經驗 式，以預測本次實驗狀態下之臨界熱通量與熱傳係數。
3-1 熱損實驗
本實驗之熱損測試，是在一大氣壓下對應飽和溫度 56.6、
Re=2000、ΔT =28℃，在水平矩形流道(流道方位=0°)中，加熱功率 為 0.2 至 36.7W 範圍下，即對應之熱通量 2 至 367 kW/m 的熱損實驗。
其實驗結果如圖 3-1 所示。
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由圖中可發現，熱損占總加熱瓦數的比率隨著加熱瓦數提高而逐
漸降低，並趨於一固定值。實驗結果發現，當加熱功率大於 4W，也 大約相當於沸騰起始後，熱損百分比最高為 5%。此結果與 Hsu[16]
的熱損數值模擬中，熱損百分比為 1%之結果相近，所以在本論文的 流道沸騰實驗，熱散失的情形是在可控制範圍。
3-2 重複度實驗
為了確保實驗之可靠性，在改變實驗參數之前，先於一大氣壓 下、Re=2000、ΔT =28℃，傾斜矩形流道(流道方位=45°)中，進行 重複度實驗，此實驗是控制其工作壓力、流速、次冷度與流道方位於 相同的狀態，在不同之工作日進行三次相同之實驗，觀察其沸騰曲線 的變化。圖 3-2 顯示，在不同工作日，相同實驗狀態下之沸騰曲線，
其結果大致一致，三條沸騰曲線中皆有相同的沸騰起始點(ONB)與臨 界熱通量(CHF)。惟獨在熱通量 50~150kW/m 區域間，有著些微的差 異，其原因為在此熱通量區域間為部份發展核沸騰區，由流譜的觀察 可發現，在此區域氣泡還未完全佈滿於銅片表面，在不同工作日相同 熱通量時，氣泡於銅片表面所產生之位置與涵蓋密度皆有微小的不 同，由於此熱通量區域成核址成長的不穩定，故造成不同工作日在此 區域沸騰曲線的上下小幅偏移。
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3-3 遲滯現象
在本流動沸騰實驗中發現，增加熱通量之沸騰曲線與降低熱通量 之沸騰曲線並不會完全重合，會有遲滯現象(Hysteresis effect)的 產生。當從完全沸騰區降低熱功率時，大部份的凹坑已被活化，成核 址會更平均的分布於加熱銅片表面，更易於氣泡的成長。在降低熱通 量的實驗中，氣泡將持續沸騰，相對於上升熱通量的實驗有較高之成 核密度，故有較高的散熱效率。此外沸騰在起使熱通率時不會突然終 止，直到加熱功率降低至成為單相強制對流的情形，沸騰曲線才再開 始重合。圖 3-3 為在一大氣壓下、Re=2000、ΔTsub=28℃，傾斜矩形 流道(流道方位=45°)中，所測量出的遲滯現象。
3-4 狹窄矩形流道平滑加熱面之沸騰曲線探討
圖 3-4 沸騰曲線中，描繪出 FC-72 在次冷度 28℃狀態下，狹窄矩
形流道中基本的沸騰曲線與沸騰模式。從 A 點開始加熱為單相熱傳區 (Single phase convection)，隨著熱通率增加，晶片溫度也逐漸增 加，直至飽和溫度(Tsat:56.6℃)後，工作流體仍然維持單相熱傳機 制，這是因為銅片表面凹坑內殘存的微氣核很小，所以要在很高的表 面過熱度沸騰才會發生，此外流體次冷度對於成核現象的抑制也是其 原因之一。而加熱直到 B 點，壁面過熱度足以活化成核孔穴，於是產
生沸騰起始點(ONB:Onset of Nucleate Boiling )。在 B 點之後核沸 騰機制開始形成，氣泡會在加熱表面局部性的產生，此一區域為部份 發展核沸騰區(Partially Developed Nucleate Boiling)，在此區 域，成核址還未全部覆蓋整個加熱表面，氣泡及其影響範圍只及於加 熱表面的一部份。在氣泡影響不到的區域，其熱傳的機制仍以單相強 制對流為主，由於成核址成長的不穩定，在部份發展核沸騰區的曲線 往往會小幅的上下偏移。熱通率增加至 C 點後，根據流譜的觀察，成 核氣泡覆蓋了整個加熱表面，形成完全發展核沸騰區(Fully
Developed Nucleate Boiling)，此區域氣泡成核密度很高，相較於 前面兩種機制擁有極佳的熱傳效率。當熱通率持續增加，氣泡體積過 大，相互結合後在表面形成氣膜，由於管道狹窄，氣泡也將逐漸阻塞 住工作流體，導致銅片表面沒有新的工作流體補充，造成偏離核沸騰 現象(Departure Nucleate Boiling )，此時銅片之表面溫度由觀察 可發現，將瞬間提高 10℃以上，並從流譜觀察得知，其氣泡已逐漸 在晶片表面成膜，此時即判定為接近臨界熱通量，即 D 點。隨後開始 降低熱通量，大部份的凹坑已被活化，氣泡將持續沸騰，直至 E 點，
從新回到單相熱傳區(Single phase convection)。
3-5 氣泡成長流譜之探討
矩形流道(流道方位=45°)中隨著加熱功率提高，所發展出來的氣泡成 長流譜圖與其對應沸騰曲線圖。由圖 3-5(1)照片可發現，沸騰起始 點(ONB:Onset of Nucleate Boiling )，發生於晶片下游中間，隨著 熱通量增加，氣泡由晶片表面下游中間處開始逐漸成長(圖 3-5 照片 (2)(3))，在進入完全發展核沸騰區(Fully Developed Nucleate Boiling)之前，氣泡幾乎佈滿晶片表面之中下游區域(圖 3-5 照片(4) (5))。隨後進入完全發展核沸騰區(圖 3-5 照片(6)~(10))，氣泡已完 全佈滿整個晶片表面，並隨著熱通量的增加，氣泡尺寸越來越大，並 逐漸聚合，最終阻止工作液體補充至加熱表面，而產生臨界熱通量。
Heindel 等[20]發現，沸騰起始具有兩種不同之模式，第一種模 式中沸騰為突發性產生，當加熱至一定熱通量，氣泡將會劇烈的在整 個加熱面上產生，造成晶片溫度驟降，此為驟變模式。第二種模式中 核沸騰的發生，氣泡為局部性於加熱表面下游逐漸產生，隨著熱通量 增加而成長。因此沸騰曲線平滑成長，此種模式為漸變模式。Heindel 等[20]認為此兩種模式的發生無法由流速、次冷度、流道高度或是加 熱位置來判斷，是一種隨機的現象。而本次實驗在所有的實驗情況 下，沸騰之起始模式皆為漸變模式。圖 3-7(a)為 Heindel 等[20]於 流道高度 6.96mm、Re=13000、ΔT =4.8℃情形下，描繪出在漸變模 式下之氣泡成長圖，圖 3-7(b)為本次實驗在流道高度 2mm、Re=2000、
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ΔT =28℃情形下，所觀察之氣泡成長圖，可發現其氣泡成長過程之 結果與文獻相似，氣泡是由下游端中間處開始逐漸成長最終佈滿銅片 表面。
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3-6 流速在傾斜流道方位(45°)中對於沸騰曲線的影響
圖 3-8(a)(b)(c)為在一大氣壓下，流道方位 45°，次冷度(ΔT ) 為 28℃,21.5℃,15℃情況下，於三種不同雷諾數(Re=2000,1200,500) 條件下之沸騰曲線比較圖。當沸騰起始點(ONB:Onset of Nucleate Boiling )還未發生前，主要之熱傳機制為單相強制對流熱傳，由圖 中可發現此區域中，相同之熱通量情況下，流速越高壁溫越低，曲線 越往左偏移，此結果與 Maddox 與 Mudawar[4]文獻中提到增加流速可 以增加工作流體在單相時的熱傳能力之結果相符。此外由圖中可發 現，流速越高沸騰起始之加熱銅片表面過熱度越低，這是由於流速越 快，在加熱晶片表面所造成的擾動更大，有利於成核孔穴的活化之原 因所造成。
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沸騰起始產生後，熱傳機制進入部份發展核沸騰區，由於氣泡還 未影響之區域，其熱傳機制仍以單相強制對流為主，故在沸騰起始初 期，流速越高壁面過熱度仍較低。當熱通量再逐漸增高，流速對於壁 溫的影響逐漸減小，熱傳機制由核沸騰主導，故不同流速之沸騰曲線
在此區域逐漸逼近。
圖 3-9(a)(b)(c)為圖 3-8 於核沸騰區之放大圖，此圖是要探討 流速對於臨界熱通量之影響。由圖中可發現在核沸騰區，流速越大沸 騰曲線仍稍稍偏左，雖然在核沸騰區，熱傳機制已逐漸由核沸騰主 導，但由於流速越快越可以幫助氣泡脫離晶片表面，延緩氣泡堆積於 加熱表面，故流速越快可得到較高之臨界熱通量。由圖可得知在次冷 度(ΔT )=28℃的情況下，雷諾數(Re)為 2000、1200、500 時臨界熱 通量分別為 371、356、325kW/㎡。在次冷度(ΔT )=21.5℃的情況 下，雷諾數(Re)為 2000、1200、500 時臨界熱通量分別為 336、309、
277kW/㎡。在次冷度(ΔT )=15℃的情況下，雷諾數(Re)為 2000、
1200、500 時臨界熱通量分別為 271、257、226kW/㎡。由實驗結果可 發現，當次冷度為 28℃狀態下，雷諾數為 500 時之臨界熱通量相對 於雷諾數 2000 時之臨界熱通量，降低 12.4%。此結果與 Hsu[16]在水 平矩形流道之核沸騰實驗結果吻合。
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圖 3-10(a)(b)(c)為在一大氣壓下，流道方位 45°次冷度(ΔT ) 為 28℃,21.5℃,15℃情況下，於三種不同雷諾數(Re=2000,1200,500) 條件下之熱傳係數變化圖。由圖中可發現，在任ㄧ條曲線中，隨著熱 通量增加沸騰越旺盛，成核址密度增加氣泡帶走熱的能力越來越強，
故熱傳係數隨著熱通量增加而增加直至臨界熱通量的產生。此外在同
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一次冷度的情況下，由於流速越快，有利成核孔穴的活化，亦可幫助 氣泡更容易脫離加熱表面，故在同一次冷度中流速越快熱傳係數越 高。由實驗結果發現，當次冷度(ΔT )=28℃的情況下，雷諾數(Re) 為 2000 時，熱傳係數可達 8.12kW/㎡℃。在次冷度(ΔT )=28℃的 情況下，雷諾數為 500 時之熱傳係數相對於雷諾數 2000 時之熱傳係 數，降低 15.9%。
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圖 3-11(a)(b)(c)為在一大氣壓下，流道方位 45°次冷度(ΔT ) 為 28℃,21.5℃,15℃情況下，於三種不同雷諾數(Re=2000,1200
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,500)條件下之氣泡流譜圖。分別依照熱通量 100、150、200、250、
300kW/㎡以及各次冷度下之臨界熱通量來進行比較。觀察在相同次冷 度以及熱通量下，不同流速對於氣泡發展的影響。由圖中可發現，在 中低熱通量時(約 200kW/㎡以下)，不同流速情況下其氣泡成核址密 度以及氣泡脫離之半徑差異並不大，惟獨在高熱通量尤其是接近臨界 熱通量時，可以觀察到流速對於氣泡成核發展的影響。由照片可觀察 到，在高熱通量和接近臨界熱通量時，相同次冷度情況下低流速時，
由於成核址密度高，流速又較低，氣泡較易相互接合成大氣泡，並聚 積於晶片表面上方。高流速時，由於速度會幫助氣泡脫離晶片表面，
由於成核址密度高，流速又較低，氣泡較易相互接合成大氣泡，並聚 積於晶片表面上方。高流速時，由於速度會幫助氣泡脫離晶片表面，