雙列螺旋槽液膜密封的相變流動特性

曹生照 常 濤 郝木明 孫鑫暉 王增麗 任寶杰

1.中國石油大學(華東)新能源學院，青島，2665802.西安航天動力研究所，西安，710100 3.東營海森密封技術有限責任公司，東營，257067

0 引言

液膜潤滑非接觸式機械密封(液膜密封)因可靠的密封性、良好的動態適應性而在各種流體機械中廣泛應用[1]。密封易汽化介質(液氮、液氧、液態輕烴)時，介質沸點較低，密封端面流體易在黏性耗散生熱和端面低壓的作用下發生相態轉變，使端面流體膜處于氣液兩相狀態[2]。

兩相工況下運行的機械密封已有理論與試驗研究。ORCUTT[3]以水為介質，通過透明密封環觀測到平端面密封間隙的液膜汽化現象。HUGHES等[4-5]基于半無限大的固體導熱假設，建立了等溫與絕熱的軸對稱間斷沸騰模型。LEBECK[6]考慮表面粗糙接觸，提出了流體靜力學混合摩擦相變模型，對“氣噴”現象給出了原理性解釋。顧永泉[7]基于間斷沸騰模型，給出了兩相機械密封膜壓系數的計算方法及氣液兩相密封不穩定的判據。YASUNA等[8]假設密封端面存在沸騰區域，建立了計入熱對流效應與離心慣性影響的軸對稱連續沸騰模型。ETSION等[9-10]以修正Sommerfeld數表征熱流體動壓效應，建立了考慮密封環錐度及偏轉的熱流固耦合間斷沸騰模型。WANG等[11]假設氣相為理想氣體，基于均相流體及端面等溫假設，建立了適用于液膜密封的三維表面均相沸騰模型。MIGOUT等[12]使用范德瓦爾方程表征實際氣體狀態，建立了軸對稱瞬態熱流固耦合相變模型，發現平衡比對液膜汽化有較大影響。曹恒超等[13]基于兩流體模型，以赫茲方程推導質量源項，通過多相流歐拉方法分析了相變對螺旋槽液膜密封性能的影響。張國淵等[14-15]分別以水和液氮為試驗介質，研究了低黏度介質下高速機械密封的運轉性能，通過試驗發現了介質兩相流誘發的熱振動現象。

由于液體火箭發動機渦輪泵軸端的液膜密封運行于高速、低溫工況，所以密封端面的流體膜黏性剪切熱效應對端面液膜相變的影響不可忽略[14]；且對液氫、液氧等低溫介質而言，液氣相變生成的氣體較為接近液態，已不滿足理想氣體假設，應按照實際氣體進行描述[16]。

鑒于此，筆者采用薄膜均相沸騰模型，結合描述實際氣體狀態的維里方程、流體力學均相能量方程，給出了考慮熱效應的液膜密封相變模型，為液膜密封相變機理的完善提供理論支持。

1 理論模型

1.1 基本假設

機械密封端面流體膜幾何模型如圖1所示，其中，h(x,y)為密封端面流體膜厚分布函數，z=0為密封環固壁平面，z=h(x,y)為密封環的另一個固壁平面，u、v、w分別為密封端面流體在X、Y、Z方向的分速度。密封端面流體包含氣液相混合流動的跨尺度質量傳遞、動量傳遞、能量傳遞，為簡化計算，在推導液膜密封相變控制方程組時，基于均相流體模型、流體潤滑理論作以下假設：

(1)機械密封的動靜環端面均理想光滑，不考慮表面粗糙度的影響，密封環完全對中、無偏心。

(2)密封端面流體膜流動狀態為穩態層流，忽略體積力和慣性力的影響；由于膜厚較小，故在Z方向不計溫度與壓力的變化，且僅考慮分速度u、v在Z方向的速度梯度[17]。

(3)密封端面流體膜為純物質液相與氣相的均質混合物，不含非冷凝氣體，流體膜的物性參數由容積含相率[11]加權確定，均相流體密度ρ、均相流體黏度μ、均相流體熱導率k、均相流體普朗特數Pr等物性參數分別為

(1)

式中，αL、αG分別為容積含液率和容積含氣率，αL+αG=1；ρL、ρG分別為液相與氣相的密度；μL、μG分別為液相與氣相的動力黏度；kL、kG分別為液相與氣相的熱導率；PrL、PrG分別為液相與氣相的普朗特數。

(4)氣液兩相有著相同的運動速度，即不考慮氣相與液相的相間滑移；氣液兩相處于熱力學平衡狀態，有相同的溫度與壓力[18]。

(5)液相不可壓縮，氣相滿足維里方程[16]，除液相密度以外的其他物性參數均為溫度的函數。

圖1 密封端面液膜幾何模型Fig.1 Geometric model of liquid film on sealing end-face

1.2 均相流體控制方程

純物質流體相變發生時，液相與氣相滿足質量守恒定律[19]：

(2)

其中，V為均相流體速度矢量，笛卡兒直角坐標系中的V=(u,v,w)；ψ為質量源項，表征相變過程中液相與氣相之間的傳質速率，其計算公式[11]為

(3)

(4)

(5)

式中，C為相變速率系數，C=0.05；Rb為相變氣相氣泡半徑，Rb=1 μm；p為流體膜壓力；psat為介質飽和蒸氣壓。

將式(2)中的兩式相加并結合式(1)，可得均相流體連續性方程：

·(ρV)=0

(6)

均相流體動量方程為[19]

·(ρVV)=ρF+·P

(7)

式中，F為單位體積質量力；P為二階應力張量。

均相流體能量方程為[20]

·(kT)+·(P·V)+ρF·V+q

(8)

EL=UL+v2/2EG=UG+v2/2

式中，EL、EG分別為單位質量的液相總能量與氣相總能量；UL、UG分別為單位質量的液相內能與氣相內能；v為均相流體速度；T為流體膜溫度；q為其他形式的單位體積熱源項。

根據式(6)、式(7)對式(8)化簡，可得

(9)

[V+(V)T]

式中，Φ為耗損函數，表征由于黏性剪切所損耗的機械能(全部轉化為熱能)。

根據熱力學方程可得流體內能的微分表達式[16]：

(10)

不可壓縮液相的內能微分表達式為

dUL=cV,LdT

(11)

式中，cV,L為液相質量定容熱容。

以維里方程

(12)

式中，z為實際氣體壓縮因子；υG為氣相比體積；RG為氣體常數；B為介質第二維里系數。

表示相變氣相的實際氣體狀態，則氣相內能的微分表達式為

(13)

式中，cV,G為氣相質量定容熱容；BT為介質第二維里系數對溫度變化率，BT=?B/?T。

將式(11)、式(13)代入式(9)可得穩態流動的均相能量方程：

αLρLcV,LV·T+αGρG(cV,GV·T+

(UG-UL)ψ+q

(14)

1.3 液膜密封相變控制方程

按文獻[21]的方法在密封端面化簡均相動量方程(式(7))、在膜厚方向積分均相連續性方程(式(6))，可得基于均相流體假設的液膜密封相變控制方程組，從而得到均相Reynolds方程：

(15)

式中，h為密封端面流體膜厚；ux,h、vy,h分別為密封動環端面X向、Y向的速度分量。

均相傳質控制方程為

(16)

將均相能量方程(式(14))在膜厚方向積分，并假設密封端面流體與密封動靜環以強制對流形式換熱，可得適用于流體潤滑形式的均相能量方程：

(17)

(18)

(19)

Qψ=(UG-UL)ψh

(20)

(21)

Qα=αr(Tw,r-T)+αs(Tw,s-T)

(22)

式中，QB、Qρ、Qψ、QΦ、Qα分別為實際的氣體熱源項、氣相壓縮(膨脹)熱源項、相變熱源項、黏性耗散熱源項、對流換熱熱源項；Tw,r、Tw,s分別為密封動靜環端面的平均溫度；αr、αs分別為端面流體膜與密封動靜環的傳熱系數。

記總熱源項Q為

Q=QB+Qρ+Qψ+QΦ+Qα

(23)

由于液膜的周向速度沿膜厚方向線性分布，故可認為αr和αs相等，根據文獻[22]可得

(24)

式中，uf為密封端面流體周向平均速度，uf=ω(ro+ri)/4；ω為動環角速度；Lc為密封間隙流體特征長度，Lc=π(ro+ri)；ro、ri分別為密封環的外徑和內徑；η為均相流體運動黏度，η=μ/ρ。

2 數值計算方法

2.1 幾何模型

以雙列螺旋槽液膜密封為研究對象，如圖2所示，當動環逆時針旋轉時，密封端面處于流體潤滑狀態。圖2b所示的端面槽型結構呈周期性，故在計算時僅選取圖2c所示的單周期計算域，其中，邊界Π1和Π2為周期性邊界，需滿足周期性邊界條件；邊界Π4為密封入口邊界，需分別給定入口壓力pi、入口溫度Ti、入口容積含液率αLi等邊界值；Π3為密封出口邊界，僅給定出口壓力po；槽型結構名稱標識見圖2d。液膜密封端面槽型結構幾何參數與模型計算時的基本工況參數見表1。

(a)液膜密封結構(b)靜環端面槽型結構

表1 密封幾何結構與工況參數

2.2 數值求解

本文中的分析計算以液氧為密封介質，所用介質物性參數從物性參數數據庫軟件REFPROP中調取，模型計算考慮介質物性參數隨溫度的變化，未飽和狀態點的介質參數以溫度為變量、在飽和數據值之間通過三次樣條插值獲得，此方式與文獻[8]相一致。圖3所示為氧介質物性參數隨溫度的變化關系。

(a)氧介質飽和蒸氣壓與內能

采用基于有限元方法的數值軟件COMSOL Multiphysics對式(15)～式(17)組成的液膜密封相變控制方程組離散求解，其中，式(15)、式(16)采用COMSOL系數形式的偏微分方程模塊輸入；式(17)為典型的對流-擴散方程，為消除因有限元離散格式引起的數值振蕩，采用具有自洽穩定性的流體傳熱模塊輸入，同時使用流線和側風擴散來消除數值振蕩[23]，求解相對容差設置為10-4。

2.3 模型驗證

為驗證所建立液膜密封相變模型的合理性，將其與文獻[8]模型的平端面密封結果進行對比，如圖4a所示。由溫度場可見，本文模型的溫度計算值在密封內徑出口處高于文獻[8]，其他位置處的溫度計算值與文獻[8]相差較??；由于液膜密封相變控制方程的非線性，故溫度計算值之間的差異對壓力場產生影響，但兩模型的壓力總體變化趨勢較一致。以文獻[8]的溫度場作為本文溫度場的輸入，消除不同形式能量方程的影響，此時僅求解本文相變模型中的均相Reynolds方程(式15)與均相傳質方程(式16)，可見本文模型與文獻[8]模型壓力的計算值僅有較小偏差。

按等溫假設計算且忽略實際氣體影響時，本文模型將退化為均相沸騰模型[21]，為進一步驗證本文相變模型均相能量方程的正確性，將其與文獻[12]基于均相流體理論建立的軸對稱相變模型對比，如圖4b所示。密封介質入口溫度直接從文獻[12]中獲取，Migout理論模型的入口溫度為382 K，實驗測量的入口溫度為385 K。由圖4b可見，Ti=385 K時，由于黏性耗散熱的影響，密封端面溫度由內徑至外徑先升后降。出口處溫度降低的原因為：密封流體在由內徑高壓側泄漏至外徑低壓側的過程中發生了顯著相變，而相變所需潛熱使得端面流體冷卻，可見本文模型與文獻[12]模型的計算值相差較小，且具有相同變化趨勢；Ti=382 K時，兩個模型的計算結果的偏差較小，由此驗證了本文相變模型的正確性。

(a)本文模型與文獻[8]模型的計算結果

3 結果分析

3.1 物理場變量分析

以圖2所示的液膜密封結構為研究對象，選用表1的密封環結構參數與工況參數，計算得到密封端面流體膜壓力的分布，如圖5a所示。由于流動空間收縮，流體膜高壓區出現在內外側螺旋槽槽尖的交匯處，計算壓力的最大值約為2.5 MPa，且外螺旋槽槽尖處壓力大于內螺旋槽槽尖處壓力；由流體膜流線分布(膜厚中間截面位置)(圖5b)可見，由外徑槽區流入密封端面的流體在外螺旋槽槽尖高壓處分流，小部分流體回流至外徑入口，使密封介質泄漏量有所減?。淮蟛糠至黧w繞過內螺旋槽背流側，經內螺旋槽根徑流向內螺旋槽槽區，并與從內螺旋槽槽尖高壓處流向內螺旋槽背流側的流體相混合后，由內徑出口流出。

結合圖5a、圖5b可見，當端面流體由內螺旋槽槽尖流向內螺旋槽背流側時，流動空間擴張導致流體膜的局部壓力明顯下降，當局部壓力降低至當地溫度對應的飽和蒸氣壓時，將發生液相至氣相的轉變，如圖5c所示。當前計算工況下，液相至氣相的轉變主要發生在內螺旋槽槽區，相變區流體因氣液兩相所占比例相近而呈較均勻的混相狀態，但αL約為0.4，表明相變區流體以氣相為主。

由圖5d可見，內外螺旋槽槽區溫度低于圓周方向的臺區溫度，而內螺旋槽區域溫度普遍高于外螺旋槽區域溫度，其原因是低溫密封介質從外徑入口流向內徑出口時，將因流體黏性耗散生熱而使流體溫度升高。液相黏度隨溫度升高而降低，故內螺旋槽槽尖處的均相流體黏度小于外螺旋槽槽尖處的均相流體黏度，使內螺旋槽處動壓明顯小于外螺旋槽處動壓，如圖5a所示。

(a)壓力p分布 (b)流線分布

3.2 相變速率分析

圖6a所示為ψ<0(表征液相至氣相的轉變)的相變速率分布，ψ<0區域與圖5c的相態αL<1區域較相一致，表明相變區域發生的主要是液相至氣相的相態轉變，造成這個現象的主要原因是：①端面流體黏性耗散生熱造成的流體溫度升高使當地飽和蒸氣壓增大；②密封流體通過擴張的流動空間，使流體膜局部壓力下降。圖6a中，內螺旋槽背流側存在相變速率負極值，此處為相變發生初始位置(類似于氣液分相界面)，相變速率的絕對值最大，相態轉變最為強烈，流體膜成分以液態為主；內螺旋槽槽區的相變速率為穩定值，此相變區域的流體處于均勻的氣液混雜狀態；內螺旋槽槽區內徑出口處的相變速率趨近于0，液氣相變程度最大，流體膜成分以氣態為主，表征相變進程趨近于結束。

圖6b所示為ψ≥0的相變速率分布，其中，ψ>0表征有氣相至液相的轉變，ψ=0表征無氣相至液相的轉變。內螺旋槽槽區中段與臺區遠離內徑處有相變速率的正極值，這兩處為氣相至液相的相態轉變分界面，對應于液膜的重生成。對比圖6a、圖6b可見，密封流體介質由液態向氣態的轉變速率要大于氣態至液態的轉變速率，其原因是內螺旋槽背流側液相至氣相的分界面處有流體膜膜厚的突變，壓力驟降促進了相變的發生；內螺旋槽槽區的流體膜厚為定值，該處不存在壓力驟降，飽和蒸氣壓與當地壓力的差值較小，故氣相至液相的轉變速率相對較小。

(a)ψ<0 (b)ψ≥0圖6 流體膜相變速率分布Fig.6 Distribution of phase change rate of fluid film

3.3 熱源項分析

圖7所示為密封端面流體膜各單熱源項與總熱源項的分布情況，由圖7a～圖7c可見，實際氣體熱源項QB、氣相膨脹(壓縮)熱源項Qρ、相變熱源項Qψ僅在相變區域為非0值，但負值區域明顯大于正值區域，這表明端面流體膜相變發生時既存在吸熱，也存在放熱，這3個熱源項是流體膜溫度降低的原因。與圖6相類似，相變熱源項在內螺旋槽背流側與內徑非槽區處存在負極值，在內螺旋槽槽區中段位置有正極值。這是因為內螺旋槽背流側與內徑非槽區處發生了劇烈的液氣相變，氣體分子間的平均距離加大、體積急劇膨脹，吸收了大量的汽化熱，相變熱源項在此處有明顯負極值，表征相變(汽化)吸熱；由氣液混相至純液相的過渡槽區內存在氣相至液相的相態轉變，故此處的相變熱源項明顯大于0，表征相變(冷凝)散熱。

黏性耗散熱源項QΦ分布如圖7d所示，由于動壓型槽槽區的流體膜厚大于非槽區的流體膜厚，因此非槽區膜厚方向的流體速度梯度更大，加劇了黏性耗散熱的生成，而使外螺旋槽非槽區的溫度高于槽區的溫度(見圖5d)；計算工況下，流體膜各處的溫度均大于密封入口溫度，故對流換熱熱源項Qα僅呈負值，如圖7e所示；將流體膜各單熱源項相加可得端面總熱源項分布，如圖7f所示。在內螺旋槽背流側，由于相變、氣相膨脹及實際氣體效應影響的吸熱量大于低介質黏度下的黏性耗散生熱量，故相變槽區流體發生了冷卻，如圖5d所示。

(a)QB分布 (b)Qρ分布

3.4 轉速影響分析

圖8a、圖8b所示為不同轉速(n1=10 000 r/min，n2=20 000 r/min，n3=30 000 r/min，n4=40 000 r/min，n5=50 000 r/min)工況下的流體膜壓力與溫度分布，可見各位置處的壓力與溫度皆隨轉速增加而增大，外螺旋槽高壓區由外螺旋槽槽尖處向四周輻射并使內螺旋槽槽尖處壓力有所增大，并沿外螺旋槽根徑、迎流側螺旋線向槽區延伸，端面壓力峰值在外螺旋槽槽尖處不斷增大。轉速對壓力分布影響的原因是：端面流體運動速度隨運轉轉速的增加而增大，槽尖處的流體由槽區流向臺區時，由于臺區的阻擋，流體動能可轉換為壓力能，增大流體膜的承載能力和動力學剛度，使密封在低轉速下易進入非接觸狀態。

(a)p隨轉速變化 (b)T隨轉速變化

轉速的提升增大了密封端面間的速度梯度，因此密封端面溫度不斷上升且逐漸形成愈加明顯的高低溫區域。端面高溫區越過中間密封壩，不斷向外螺旋槽區域擴展，溫度最大值逐漸向內螺旋槽槽尖處偏移。液相介質動力黏度隨溫度上升而減小，因此轉速增加引起的溫度升高對動壓效應起到抑制作用，但由圖8a可見轉速對動壓效應仍起增強作用。結合圖8c所示的相態分布可見，相變區域與圖8a的低壓區、圖8b的靠近內徑側低溫區相呼應，形成了明顯的分界線；隨著轉速的增大，相變發生區域沿內螺旋槽背流側的螺旋線不斷向迎流側延伸，已相變區的相變程度不斷增大，液相體積分數持續減小直至于0。迎流側的壓力大于背流側的壓力，因此背流側相變程度更大；轉速為40 000 r/min時，內螺旋槽區域已近乎完全相變，轉速為50 000 r/min時，相變發生區域已越過中間密封壩，延伸至外螺旋槽背流側。

圖8d所示為端面流體的相變速率分布，與圖8c相對應，相變速率非零區域隨轉速增大而不斷擴展，且與αL<1區域重合。轉速在增強動壓效應的同時也會加強背流側負壓的形成能力，使流動空間發散處的壓力與當地飽和蒸汽壓的差值更大。雖然相變起始點不斷向外徑入口側和周期性邊界偏移，相變發生區域不斷擴大，相變速率非0區域相應擴展，但內螺旋槽背流側始終為相變速率負極值的位置，且相變速率負值區域不斷向內螺旋槽根徑及外螺旋槽背流側延伸，表明流動空間發散引起的壓力降低始終為誘發動壓型機械密封相變的主要因素。

3.5 介質溫度影響分析

圖9a所示為轉速n=25 000 r/min、不同介質溫度(Ti1=80 K，Ti2=110 K，Ti3=130 K)工況下的流體膜壓力。介質溫度升高時，密封端面內外螺旋槽槽尖處的高壓范圍與壓力最大值均有所減小；介質溫度130 K的密封端面已無明顯壓力峰值，均相流體的動力黏度隨溫度的升高而減小，削弱了流體動壓效應，故內外側螺旋槽背流側及圓周方向槽區的壓力隨溫度升高有所增大，動壓極值與范圍均有所減小。另一方面，受均相流體黏度降低及當地飽和蒸汽壓增大的影響，內外螺旋槽背流側負壓形成能力下降，使槽區壓力有所增加。

介質溫度的升高增大了端面流體溫度基準值，且密封介質在流入密封端面后又因黏性耗散而被加熱，因此端面各位置處的飽和蒸氣壓大幅增大，這是入口流體為液相時，流體膜相變范圍擴展的原因(見圖9c)。介質溫度130 K時，密封流體介質溫度對應的飽和蒸氣壓大于介質入口壓力，此時密封流體以氣態進入密封端面，由于氣相介質黏度遠小于液相介質黏度，因此動壓型槽的動壓效應較為微弱，與圖9a中介質溫度130 K的壓力分布相對應。由圖9d可見，雖然介質溫度的升高擴展了相變速率非零區域(與圖9c中的αL<1區域相對應)，但受介質黏度減小影響，相變速率極值有所減?。唤橘|溫度130 K時，密封流體無相態轉變，故整個端面相變速率為0。

由圖9b可見，介質溫度對流體膜溫度分布影響與轉速影響具有較大不同。介質溫度80 K時，流體膜相變的發生雖使相變發生區域的溫度明顯低于周向純液相區溫度，但受黏性耗散生熱及端面流體對流傳熱、內部熱傳導的影響，出口流體溫度仍高于入口介質溫度；介質溫度110 K時，溫度的升高與相變的發生使均相黏度大幅減小，由于相變范圍的擴展消耗了大量黏性耗散生熱量，故使得相變發生區域溫度明顯降低，且內螺旋槽槽區溫度明顯低于入口介質溫度，密封端面發生冷卻。介質溫度130 K時，密封端面流體全為氣相且無氣液相變的發生，因此沿介質流動方向的氣膜溫度不斷上升，由于氣相介質黏度隨溫度上升而增大，故將進一步促進流體溫度的升高。與混相流體膜溫度分布不同的是，內螺旋槽槽區中部的溫度明顯高于周向臺區的溫度，其原因為：外螺旋槽槽尖處的高壓流體經內螺旋槽根徑流向內螺旋槽槽區時已被充分加熱，且越過內螺旋槽迎流側流出時，流動空間的收縮使氣相介質壓縮而溫度進一步升高。

(a)p隨介質溫度變化(b)(T-Ti)隨介質溫度變化

3.6 介質壓力影響分析

圖10a所示為轉速n=25 000 r/min、不同介質壓力(pi1=0.5 MPa，pi2=1.5 MPa，pi3=2.5 MPa，pi4=3.5 MPa)下的流體膜壓差p-pi，可見隨著介質壓力的增大，外螺旋槽槽尖處的流體動壓峰值變化較小，這表明介質壓力對液膜密封流體動壓效應影響較弱。結合圖10b可見，介質壓力增大時，密封端面流體溫度最大值有所減小。外螺旋槽區域溫度受介質壓力變化影響相對較小，與圖10a的壓力差變化較一致，這是因為介質壓力變化引起的溫度場改變對外螺旋槽槽尖處動壓效應影響較弱。

由圖10c可見，介質壓力的增大雖對相變發生起到了一定抑制作用，但由于密封流體從外徑高壓泄漏至內徑低壓側的過程中不可避免地發生壓力降，且流體溫度會因流體黏性耗散生熱而升高，故雙列螺旋槽液膜密封在本文計算壓力范圍內始終有相變發生。與圖10c對應，圖10d中的相變速率非零區域隨介質壓力的增大明顯縮小，但內螺旋槽背流側的相變速率負極值明顯增大，內徑處內螺旋槽臺區也出現相變速率負值，這表明相態轉變更為強烈。相態轉變增強的原因為：相變速率為αL與psat-p的耦合函數，介質壓力增大時，內螺旋槽背流側的相變程度減小，即αL增大。由于內螺旋槽背流側的相變主要由流動空間發散導致的壓力降所致，故流體壓力略小于當地飽和蒸氣壓。壓差psat-p近似隨介質壓力增大而增大，由式(3)可知，ψ與αL、psat-p皆成正比，故內螺旋槽背流側的相態轉變愈加強烈。

(a)(p-pi)隨介質壓力變化(b)T隨介質壓力變化

4 結論

本文建立了計入熱效應與實際氣體影響的液膜密封相變模型，在液氧介質條件下分析了雙列螺旋槽液膜密封的相變流動特性，并得到結論如下：①密封流體黏性耗散生成熱與密封間隙的壓力降為液氣相變發生的原因，實際氣體熱源項、氣相壓縮膨脹熱源項、相變熱源項為相變區發生冷卻的主要因素；②轉速增大使流體動壓增強顯著，相應黏性耗散熱的增加使溫度上升明顯，相變區域大幅擴展且相變速率增大；③介質溫度升高可使流體動壓明顯減弱，黏性耗散生熱的不足將使密封端面發生冷卻，當入口壓力小于入口溫度對應的飽和蒸氣壓時，密封端面流體全為氣相且無氣液相變發生；④介質壓力增大可使相變區域縮小，但流動空間的發散使相變總會發生。