脉冲特性

脉冲特性（精选八篇）

脉冲特性 篇1

1 脉冲式增压器工作原理

钻井液进入螺杆,驱动螺杆转动,螺杆通过万向轴将扭矩传递到输出轴。在脉冲式井下增压工具中,螺杆提供动力,带动换向机构和活塞进行增压。

图1 可以看出,螺杆输出轴与增压器换向装置的旋转轴连接带动旋转轴旋转。花键轴上的轨道槽和销轴构成一个凸轮机构,可以将旋转运动转变为往复运动。滑键轴外套带动活塞一起做往复运动。在活塞下行过程中,进液阀关闭,排液阀打开,活塞压缩流体通过变径截面导管,高压流体经喷嘴流出。在复位过程中,活塞上行,进液阀打开,排液阀关闭,流体进入活塞腔内。螺旋轨道槽在花键轴上只有一个周期,故螺杆马达旋转一圈,柱塞完成一次增压和复位。

2 脉冲式增压器数学模型的建立

2. 1 运动学分析

脉冲式增压器通过动力换向装置将螺杆马达输出的旋转运动转化为往复运动,从而传递给柱塞。将旋转运动变为往复运动,是通过动力换向装置中的轨道槽与销轴形成的凸轮机构完成的。图2 为轨道槽轨迹平面展开图。

如图2 所示换向机构凸轮槽轨迹线分为压缩段AB和提升段BC。图中: α 为压缩角度,β 为提升角度,d0为花键轴直径,γ 为螺旋定位角,h为活塞行程。将销钉的运动简化如图3 所示,滑动轴外壳上有轨道槽,销钉在轨道槽内运动。销钉运动时销钉切向速度va为销钉的绝对运动速度,销钉相对轨道速度vr为相对运动速度,滑动轴轴向速度ve为牵连运动速度。

1为马达外壳,2为马达传动轴,3为旋转轴,4为花键外筒,5为销轴,6为滑动轴外套,7为轴套压盖,8为过滤外筒,9为过滤支架,10为柱塞外筒,11为组合密封圈压紧螺母,12为组合密封圈,13为进液阀阀座,14为进液阀阀芯,15为进液阀阀堵,16为O型密封圈,17为高压管,18为排液阀体,19为弹簧导向柱,20为排液阀阀芯,21为排液阀阀座,22为柱塞,23为过滤网,24为过滤网压紧螺母,25为花键轴,26为马达接头

若销钉发生自锁,压缩角和提升角满足:

故为了避免自锁压缩角和提升角必须满足α、β>φf。

根据运动的相对关系有

绝对运动速度

式( 3) ,中n为螺杆转速,r/min。

当销钉运动处于提升段中由几何关系可知

则提升段运动时间为

当销钉运动处于压缩段中由图几何关系可知

则压缩段运动时间为

因此可知运动频率为f=1/(t1+t2)。

2. 2 流体压力计算

活塞运动缸体面积为

式( 12) 中,d1为缸体直径。

则压缩过程缸体中的流量为

喷嘴过流面积为

式( 14) 中,d2为喷嘴直径。

由阀口流量公式可知

根据上述公式可得到增压压力关系为

3 增压特性影响因素分析

为深入研究各因素对增压特性的影响关系,采用单一变量原则进行分析,即每次改变一个变量其他变量保持不变。各变化参量如表1 所示。

3. 1 转速与增压特性的关系

图4 为转速在40、80、140 和180 r/min时,脉冲式增压器增压压力随时间的变化曲线。图中可以看出随着转速增加,增压压力增大,运动周期减小,脉冲频率增加。在吸液段,活塞反向运动,排液单向阀关闭,进液单向阀开启,高压喷嘴无液体喷出,增压压力为0。

图4不同转速下增压压力与时间关系Fig.4 Relationship between pressure and time under different rotating speed

图5 为转速在40、80、140 和180 r /min时,脉冲式增压器出口流速随时间的变化曲线。图中可以看出在增压段转速与出口流速具有同样脉冲特性。在吸液段,高压喷嘴无液体喷出,出口流速为0。

图5不同转速下喷嘴流速与时间关系Fig.5 Relationship between nozzle flow rate and time under different rotating speed

图6 为螺杆转速分别为20、40、60、80、100、120、140、160 和180 r / min时,脉冲式增压器增压压力与喷嘴流速随转速的变化曲线。从图中可以看出随着转速的增加,增压压力呈指数增长,而流速与转速呈正比关系。当转速在60 r/min以下,增压压力仅仅在20 MPa,故要想满足井下增压转速不能太小; 当转速在100 r/min时增压压力可达到63 MPa,基本达到井下增压目的。故要想获得较好的增压效果,螺杆转速不能低于100 r/min。

3. 2 活塞行程与增压特性的关系

图7 为活塞行程在5 ~ 45 mm情况下脉冲式增压器增压压力随时间的变化曲线。图中可以看出在增压段,随着活塞行程的增加增压压力也随之增大。而高压喷嘴的喷射周期并未改变,与活塞行程无关。

图7不同活塞行程下增压压力与时间关系Fig.7 Relationship between pressure and time under different piston stroke

图8 为活塞行程在5 ~ 45 mm情况下脉冲式增压器喷嘴流速随时间的变化曲线。图中可以看出在增压段,随着活塞行程的增加喷嘴流速也随之增大。而高压喷嘴的喷射周期并未改变,与活塞行程无关。

图9 为活塞行程在5 ~ 45 mm情况下脉冲式增压器增压压力与喷嘴流速随活塞行程的变化曲线。从图中可以出随着活塞行程的增加,增压压力呈指数增长,而流速与活塞行程呈正比关系。图中可以看出当活塞行程在25 mm以下,增压压力仅仅在35MPa,故要想满足井下增压活塞行程不能太小; 当活塞行程在25 mm时增压压力可达到55 MPa,基本达到井下增压目的。

3. 3 高压喷嘴直径与增压特性的关系

图10 为高压喷嘴直径在1 ~ 2 mm情况下脉冲式增压器增压压力随时间的变化曲线。图中可以看出在增压段,随着高压喷嘴直径的增加增压压力随之减小。而高压喷嘴的喷射周期并未改变,与高压喷嘴直径无关。

图8不同活塞行程下喷嘴流速与时间关系Fig.8 Relationship between flow rate and time of nozzle under different piston stroke

图10不同喷嘴直径下增压压力与时间关系Fig.10 The relationship between the pressure and time of the pressure and the time of the different nozzle diameter

图11 为高压喷嘴直径在1 ~ 2 mm情况下脉冲式增压器喷嘴流速随时间的变化曲线。图中可以看出在增压段,随着活高压喷嘴直径的增加喷嘴流速随之减小。而高压喷嘴的喷射周期并未改变,与高压喷嘴直径无关。

图11不同喷嘴直径下喷嘴流速与时间关系Fig.11 Relationship between flow rate and time of nozzle under different nozzle diameter

图12 为喷嘴直径在1 ~ 2. 6 mm情况下脉冲式增压器增压压力与喷嘴流速随喷嘴直径的变化曲线。从图中可以看出随着喷嘴直径的增加,增压压力与喷嘴流速均呈指数下降。图中可以看出当喷嘴直径在1. 4 mm以上时,增压效果不明显。当喷嘴直径小于1. 4 mm时,增压效果显著。故要想获得较好的增压效果,喷嘴直径不能大于1. 4 mm。

3. 4 钻井液密度对增压特性的影响

图13 为钻井液密度在1. 00 ~ 1. 40 g /cm3下脉冲式增压器增压压力与钻井液密度的变化曲线。从图中可以看出,随着钻井液密度的增加,增压压力随之增大。

4 结论

建立了考虑螺杆转速、高压喷嘴直径、钻井液密度和冲程与增压特性关系的数学模型。

在单一变量原则下,高压喷嘴流速和增压压力随着螺杆转速、冲程的增大而增大,并且增压特性较好。随着高压喷嘴直径的增大出口流速和增压压力明显降低,增压能力明显变弱。随着钻井液密度增大,出口流速和增压压力稍微增大,其对增压特性影响不明显。喷嘴高压射流频率仅受转速影响,随着转速增大而增大。要想获得较好增压特性,螺杆转速应不低于100 r/min,活塞行程不低于25 mm,高压喷嘴直径不大于1. 4 mm。

摘要：由于深井、超深井数量的增加,传统机械式钻头破岩钻井已无法满足钻井效率需求。为此设计了脉冲式增压器用以提高深井、超深井钻井效率,降低钻井成本。基于所设计的增压器的结构和工作原理,考虑螺杆转速、高压喷嘴直径、钻井液密度和冲程等因素对增压效果的影响,建立数学模型。在此基础之上,考虑脉冲式增压器不发生自锁的条件,并分别分析转速、钻井液密度、高压喷嘴直径和冲程对增压频率、喷嘴流速和增压压力的影响。得到增压器各影响因素与增压特性之间的关系。旨在为设计的增压器提供理论支撑与优化依据。结论认为:高压喷嘴流速和增压压力随着螺杆转速、冲程的增大而增大,并且增压特性较好。随着高压喷嘴直径的增大出口流速和增压压力明显降低,增压能力明显变弱。随着钻井液密度增大,出口流速和增压压力稍微增大,其对增压特性影响不明显。喷嘴高压射流频率仅受转速影响,随着转速增大而增大。要想获得较好增压特性,螺杆转速应不低于100 r/min,活塞行程不低于25 mm,高压喷嘴直径不大于1.4 mm。

脉冲激光照射下目标散射特性研究 篇2

脉冲激光照射下目标散射特性研究

简要介绍了脉冲激光照射下目标散射特性的研究,首先建立目标和光源的相对方位,再把目标划分为许多个强散射中心面元对目标的几何模型进行解析,然后用三参数模型法对目标表面涂料的反射能力进行了描述,通过几何光学法得到脉冲激光照射下目标散射特性的`理论模型.基于建立的理论模型对目标进行了统计分析,主要分析了目标的数学期望、方差、峰度、偏度统计量,利用自适应积分算法得出了目标散射光照度.最后,对脉冲激光照射下目标散射特性进行了仿真和分析,认为在脉冲激光照射下不可能从光照度直接进行目标识别,需要在频域进行分析处理和特征提取.

作 者：张志虎 李铁 杨小军 ZHANG Zhi-hu LI Tie YANG Xiao-jun  作者单位：西安机电信息研究所,陕西,西安,710065 刊 名：探测与控制学报  ISTIC PKU英文刊名：JOURNAL OF DETECTION & CONTROL 年，卷(期)： 29(5) 分类号：O432.2 关键词：光照度   激光散射   目标识别  

自激振荡脉冲射流频率特性实验研究 篇3

自激振荡脉冲射流是一种利用流体动力学、水力学、流体共振和液体弹性的原理而发展起来的一种新型高效脉冲射流。它不需要激振源,无运动件的密封,而是依靠喷嘴的自身结构特性(自激振荡腔室和特殊的边界条件),使通过喷嘴的射流变为自激振荡脉冲射流[1]。重庆大学廖振方教授等应用该理论研制出石油钻井自激振荡脉冲射流喷嘴,该喷嘴具有很强的变压特性和空化效果,现场实验表明,较连续射流而言,机械钻速提高了30%以上,钻头进尺提高了11%以上[1,2],它已在采矿、建筑等领域得到了广泛运用。国内外学者对自激振荡产生机理进行了大量的研究,但对有关射流频率特性的研究还少有报道[3,4]。就这种脉冲射流而言,射流的频率很大程度上决定射流的空化冲蚀效果[5,6]。本文通过实验对自激振荡装置结构参数对频率的影响进行了研究。

1 自激振荡固有频率与结构参数的关系

自激振荡工作原理如图1所示,其中,d0为管路直径,Dc为腔室直径,d1为上喷嘴直径,l0为管路长度,Lc为腔室长度,d2为下喷嘴直径,p1为喷嘴入口压力,p2为喷嘴出口压力,q1为喷嘴入口流量,q2为喷嘴出口流量。上游喷嘴中的高速射流束射入轴对称腔室时,腔内气体与射流之间发生动量交换,形成一定厚度的不稳定剪切层,剪切层内夹带着旋涡向下游运动[1]。当具有初始扰动的射流与不断产生的旋涡一起到达下游碰撞壁时,在碰撞区诱发出一定频率的压力扰动波。该扰动波又以高速向上游反射并在上游剪切层分离处诱发新的扰动,从而导致剪切层内产生大幅度横向脉动,波及射流核心,导致腔室出口处流体阻抗呈周期性变化,从而形成调制流量并形成脉冲射流。

流阻r表示由于流体黏性阻力引起的与压降有关的能量损失,流感L表示管路中由于流体密度变化引起的压力变化程度,流容C表示振荡腔内由于流体密度变化引起的压力变化程度。根据流体网络理论[7],可推得自激喷嘴集中参数等效模型如图2所示。其中,r1为上喷嘴流阻,r2为下喷嘴流阻。由似稳假定模型得到流阻r、流感L和流容C的表达式如下:

式中,v为流体的平均速度;Cf为喷嘴的流量系数;ζ为喷嘴的局部阻力系数;S为喷嘴截面面积;a为振荡腔内流体的波速。

式中,ω为射流频率;ωn为系统的固有频率;ξ为系统的阻尼比;K为系统的放大倍数。

将式(2)求导得

式(4)表明,当阻尼比越小时,射流谐振峰值越大。故自振装置阻尼比的值是决定自振效果的最关键因素。阻尼比表达式表明阻尼比的值由流阻、流感和流容决定,而自振装置流阻、流感和流容又由其自身的结构参数决定,故在自振装置工作过程中存在最佳的结构参数匹配以求达到最佳的自激振荡效果。

2 自激振荡射流动态特性实验方法

2.1 自激振荡实验装置及实验现场

自激振荡实验装置如图3所示,高压水经螺杆进入上喷嘴后,射入振荡腔由于腔室的谐振作用产生脉冲射流,然后经下喷嘴射出。腔室长度的改变通过旋转螺杆实现。由于经费上的原因,在本次实验中只做了一组尺寸自激振荡装置,结合文献[1],我们取结构参数如下:上喷嘴直径为2mm,下喷嘴直径为2.4mm,腔径为40mm,管路直径为30mm。图4所示为自激振荡脉冲实验现场。

2.2 射流特性测试系统

射流特性测试系统如图5所示,高压泵产生的压力水经脉冲射流发生装置射出,打在靶盘接收装置表面,压力传感器将接收信号传送到SD150动态信号分析仪进行相关分析。

3 实验结果及分析

本文主要从实验上寻求自激振荡喷嘴结构形状与流体特性对射流频率特性的影响,以便在自激振荡喷嘴的设计中优化各参数,最大限度地提高脉冲射流的压力峰值。

图6所示的射流时域图表明,连续射流的波形呈正弦波,而脉冲射流具有明显的振荡特性,脉冲射流压力平均值要高于连续射流平均值。图7所示的射流频谱图表明,连续射流在50Hz附近有压力振荡,这主要是由于电压频率引起,脉冲射流的最高压力峰值集中在300~400Hz范围内,此段频率范围内的压力峰值明显高于在50Hz附近的压力峰值,这表明脉冲射流具有提高射流压力峰值的特性。

由图8(其中p0为泵压)可以看出,射流压力峰值随腔长的增加先增大然后逐渐减小,压力曲线存在一个极值点。这表明存在一个最佳腔长,在此腔长时脉冲压力峰值达到最大。当腔长超过一定长度后,峰值压力急剧下降。这些现象都说明了只有当脉冲喷嘴的各个结构参数间满足一定匹配条件时,才能有很好的脉冲效果。这是因为当腔长较短或较长时,不能很好地形成扰动波的有效反馈条件,随着泵压的增大,当腔长超过一定长度后,由于腔内沿程阻力损失与局部阻力损失的增加致使压力衰减得更为急剧。脉冲射流压力峰值一般较连续射流提高了15%~20%,显著提高了射流的打击力。

欲满足扰动波的有效反馈条件,就要求当实现某个最佳耦合条件时,碰撞壁附近扰动波速度达到最大(即x=L ),分离区的扰动波幅值同步放大(即x=0 ),就要使碰撞区与分离区的相位差为2nπ。根据文献[6]提出的自激振荡脉冲射流频率计算公式来计算。

1.p0=10MPa 2.p0=15MPa 3.p0=20MPa 4.p0=25MPa 5.p0=30MPa

从图9可以看出,当泵压一定时,脉冲射流压力峰值频率随着腔长增大而减小,由式(4)可得出脉冲射流的最大幅值。而自激装置的固有频率是随腔长的增大而减小,欲满足碰撞区与分离区的相位差为2nπ,也就是只要满足自激振荡脉冲射流频率计算公式就可以实现最佳耦合条件。结合图8可知,泵压一定时脉冲射流峰值与腔长存在最优匹配关系,图9表明对应不同的腔长都有一个峰值频率。从图8、图9可知:脉冲射流峰值频率应包含一个频率段,只有当喷嘴系统的固有频率与来流脉动主频相近时,才能获得很好的压力振荡效果。

图10表明,当腔长一定时,随着泵压的增大,射流压力峰值频率增大。由流体网络理论知道,随着泵压增大,自激振荡模型中流容也逐步增大,导致振荡腔内波速随泵压增大而减小,从而使自振装置的固有频率增大。为实现最佳耦合条件,自激振荡脉冲射流频率必须增大以实现与喷嘴固有频率的匹配。式(5)表明要使射流频率增加有三种可能:①模态数增加;②振荡腔内波速增大;③模态数与波速均发生变化以符合射流频率与喷嘴固有频率相匹配的原则。

1.Lc=5mm 2.Lc=10mm 3.Lc=15mm 4.Lc=20mm 5.Lc=25mm 6.Lc=30mm

通过实验观察,当压力增大时,涡量脉动增加,有可能形成大的涡环,从而模态数增加。由文献[9]可知

式中,ρm0为未扰动混合流体密度;Km为混合流体体积弹性模量;Dm为混合流体边界膨胀模量。

对于低速射流,Km、Dm基本上不发生变化,可以看成常数,从而将波速当做定值,脉冲射流频率的增加就靠模态数的增加实现。高速射流由于Km、Dm均发生变化,引起波速的变化,此时射流频率的增加靠模态数与波速的叠加实现。

4 结论

自激振荡脉冲射流喷嘴的固有频率由喷嘴的结构参数及流体的动态特性决定,脉冲射流具有压力谐振和低通滤波作用。峰值压力频率由喷嘴固有频率与系统阻尼比共同决定,在一般实验中峰值压力频率常在喷嘴固有频率附近。脉冲射流峰值压力频率随泵压力的增大而增大,随腔长的增大而减小。自激振荡喷嘴的设计中应使喷嘴系统的低通频率带包含来流的主频带,并使喷嘴的固有频率接近来流脉动主频,以获得最佳的脉冲效果。

摘要：为了研究射流峰值压力频率和脉冲射流峰值压力以及自激振荡装置结构参数间的相互关系,运用流体网络理论建立了自激振荡装置相似网络模型,并完成了单腔室自激振荡脉冲实验。相似网络模型和实验结果表明:脉冲压力峰值频率不仅取决于系统的固有频率,还决定于系统的阻尼比;射流压力峰值频率随腔长的增大而减小,随泵压的升高而增大,存在一个最佳腔长使射流峰值压力最大;自激振荡装置具有低波滤通性,当来流脉动主频与自激振荡装置固有频率相近时,脉冲射流压力峰值最大。

关键词：自激振荡,频率,腔长,泵压

参考文献

[1]廖振方,唐川林.自激振荡脉冲射流喷嘴的理论分析[J].重庆大学学报,2002,25(2):24-27.

[2]唐川林,胡东,裴江红.自激振荡脉冲射流动态特性的实验研究[J].水利水电技术,2006,37(12):71-74.

[3]Liao Zhenfang,Tang Chuanlin.A New Type of Noz-zle for Oil Well Bits[C]//Proceeding of the 10th In-ternational Symposium on Jet Cutting Technology.London UK:Elsevier Science Publishers Ltd.,1991:135-144.

[4]Chahine G L.Conn A F.Cleaning and Cutting withSelf-resonating Pulsed Water Jets[C]//Proceedingof the 2nd American Water Jet Conference.Wash-ington,USA:American Water Jet Technology As-sociation,1983:167-173.

[5]李晓红,杨林,王建生.自激振荡脉冲射流装置的固有频率特性[J].煤炭学报,2000,25(6):641-644.

[6]杨林,李晓红,王建生.结构参数对自激振荡脉冲射流固有频率特性的影响[J].流体机械,2001,29(2):26-28.

[7]罗志昌.流体网络理论[M].北京:机械工业出版社,1988.

[8]王乐勤,王循明,徐如良.自激振荡脉冲喷嘴结构参数配比试验研究[J].工程热物理学报,2004,25(6):956-958.

脉冲特性 篇4

关键词：非线性光学,线性啁啾,掺铒光纤放大器,脉冲压缩

高重复率的超短脉冲是实现大容量高速光通信的关键因素。为了获得超短脉冲,产生了光脉冲压缩技术[1,2]。众所周知,利用啁啾补偿的方法,可使脉冲获得有效的压缩,这种方法的关键是如何使脉冲获得线性啁啾。近几年来的研究发现,利用具有正常色散的光纤放大器或正常色散渐减光纤均能获得线性啁啾[3,4],但未对脉冲在负色散光纤放大器中传输获得线性啁啾的情况进行详细研究。本文以基孤子脉冲为例,对脉冲在负色散掺铒光纤放大器(EDFA)中的传输及啁啾特性进行了数值研究。对于色散长度上的增益系数μ≪1和接近1时基孤子脉冲的传输情况已有文献作过介绍[5],本文着重对μ≫1的情况下脉冲在EDFA中传输及输出脉冲啁啾特性进行分析和研究,并得到了一种获得线性啁啾的新方法,为获得超短脉冲找到了一种新渠道。

1 理论分析

本文采用分布式增益的EDFA,它能够很容易地满足非饱和小信号增益状态,同时假设脉冲的谱宽远小于增益带宽。在这种情况下皮秒脉冲在EDFA中的传输满足Ginzburg-Laudau方程,此方程在归一化的情况下可表述为如下形式[6]:

$i\frac{\partial u}{\partial \xi }-\frac{1}{2}(s+id)\frac{\partial {}^{2}u}{\partial \tau {}^2}+(1+i\mu {}_2)|u|{}^{2}u=\frac{\mu }{2}u,(1)$

式中,u是脉冲的归一化慢变振幅;ξ为沿光纤的归一化传输距离;τ为时延系中测得的归一化时间;d为增益色散参量;μ2为双光子吸收效应;μ为一个色散长度上的增益系数;s=sgn(β2)=±1;其它参量定义如下:

$\begin{array}{l}\xi =\frac{z}{L{}_{\text{D}}},\tau =\frac{{\rm T}}{{\rm T}{}_0}d=g{}_{0}L{}_{\text{D}}\frac{{\rm T}{}_2^2}{{\rm T}{}_0^2},\\ \mu {}_2=\frac{\alpha {}_2}{2\gamma },\mu =(g{}_0-\alpha )L{}_{\text{D}},(2)\end{array}$

式中,z为传输长度;LD为色散长度;T为时延系的时间;T2为偶极子的弛豫时间;T0为光脉冲的1/e半宽度;α2为双光子吸收的参量;γ为脉冲在光纤中的非线性系数;g0为增益系数;α为光纤的衰减。考虑到脉冲在传输过程中强度会急剧增大,为了更加准确地描述传输特性,有必要考虑三阶色散、自陡和拉曼效应的影响,由此得到广义的Ginzburg-Laudau方程如下:

$\begin{array}{l}i\frac{\partial u}{\partial \xi }-\frac{1}{2}(s+id)\frac{\partial {}^{2}u}{\partial \tau {}^2}-(1+i\mu {}_2)|u|{}^{2}u=\\ i\delta {}_3\frac{\partial {}^{3}u}{\partial \tau {}^3}-is{}_0\frac{\partial (|u|{}^{2}u)}{\partial \tau }+\tau {}_{\text{R}}u\frac{\partial |u|{}^2}{\partial \tau }+\frac{\mu }{2}u,(3)\end{array}$

式中,

$\delta {}_3=\frac{\beta {}_3}{6|\beta {}_2|{\rm T}{}_0},s{}_0=\frac{1}{\omega {}_0{\rm T}{}_0},\tau {}_{\text{R}}=\frac{{\rm T}{}_{\text{R}}}{{\rm T}{}_0},(4)$

δ3、s0和τR分别描述三阶色散、自陡和脉冲内的拉曼效应;β2、β3分别为脉冲的群速度色散系数和三阶色散系数;TR为拉曼增益斜率;ω0为入射脉冲的中心角频率。

在这里引入两个表征脉冲压缩效果的重要参量:脉冲压缩因子Fc和基座能量比R,其表达式分别为Fc=TFWHM/Tcomp,R=E基座/E脉冲,式中,TFWHM为脉冲压缩前的脉冲宽度(半极大全宽),Tcomp为压缩后的脉冲宽度,E基座为脉冲基座的能量,E脉冲为脉冲的总能量。脉冲基座定义为:以脉冲强度极值点对应的横坐标为中心,分别向横坐标的正负方向取相当于脉冲宽度的距离,作两条与横坐标垂直的线段,则两线段之外的部分为脉冲基座。

2 数值分析结果与讨论

选取入射脉冲为基孤子脉冲进行研究,表达式为

$u(0,\tau )=\text{s}\text{e}\text{c}\text{h}\tau 。(5)$

数值计算时选用如下参数:T0=5 ps (对应的TFWHM=2(ln2)1/2T),β2=-20 ps2/km,β3 =0.1 ps3/km,Aeff=40 μm 2,c=3×108 m/s,n2 =2.6×10-20 m2/W,TR=3 fs, λ0=1.550 μm,假设EDFA总增益一定,且为25 dB,T2=200 fs,μ2=1×10-4。由于β2<0,则s=sgn(β2)=-1,此时方程(3)有如下形式:

$\begin{array}{l}i\frac{\partial u}{\partial \xi }+\frac{1}{2}(1-id)\frac{\partial {}^{2}u}{\partial \tau {}^2}-(1+i\mu {}_2)|u|{}^{2}u=\\ i\delta {}_3\frac{\partial {}^{3}u}{\partial \tau {}^3}-is{}_0\frac{\partial (|u|{}^{2}u)}{\partial \tau }+\tau {}_{\text{R}}u\frac{\partial |u|{}^2}{\partial \tau }+\frac{\mu }{2}u。(6)\end{array}$

下面用对称分步傅里叶法对式(6)进行数值计算。

为了更好地分析μ≫1的情况下脉冲的演变及脉冲啁啾特性,首先对μ≪1及接近于1两种情况下的脉冲演变进行了数值仿真。图1所示为EDFA的归一化长度(传输长度与色散长度的比值)L=30时脉冲的演变过程,此时对应的参数μ=0.14(满足μ≪1的条件)。由图可以看出,在脉冲传输的过程中传输脉冲能够很好地满足基孤子脉冲的形状,符合绝热压缩的结论,脉冲宽度逐渐减小,并且峰值功率逐渐提高。图2所示为EDFA的归一化长度L=3时脉冲的演变过程,此时对应的参数μ=1.87(满足μ接近于1的条件)。由图2可以看出,在脉冲传输的过程中传输脉冲不再满足基孤子脉冲的形状,选取合适的长度可以获得脉宽更窄、峰值功率更高的脉冲,但此时压缩后的脉冲带有一定的基座。

综上所述,基孤子脉冲在μ≪1及接近1两种情况下都能够获得压缩。下面对μ≫1的情况进行分析,包括3个部分:(1) 脉冲在EDFA中的演变及啁啾特性;(2) EDFA的L对脉冲啁啾特性的影响;(3)啁啾补偿后的压缩效果。

2.1 脉冲在EDFA中的演变及啁啾特性

上面简要说明了μ≪1或接近1时,基孤子脉冲在EDFA中的演变特征。虽然此时脉冲都能获得有效的压缩,但所需要的EDFA的归一化长度较大。由于目前在实验和应用中EDFA的归一化长度较短,对应的增益系数较大,所以有必要进一步讨论基孤子脉冲在归一化长度较短的EDFA中的演变和输出脉冲特性,特别是脉冲的线性啁啾特性。

图3、图4分别示出了基孤子脉冲在L=0.1(μ=57.5)的EDFA中的演变过程(图3)、输出脉冲形状及输出脉冲的啁啾图形(图4)。由图3可以看出,基孤子脉冲在EDFA中传输时得到了很好的能量放大,输出脉冲的峰值功率为初始脉冲峰值功率的400倍。由于μ值较大且传输距离较短,脉冲的演变不同于以上两种情况,既不能保持基孤子形状也没能转化成孤子波的形态。数值计算表明,虽然输出脉冲不具有孤子脉冲形状,但脉冲演变过程中获得了一定的压缩,压缩因子为1.49。对比图4中的两条曲线可以发现,在脉冲中央能量集中的区域具有明显的线性啁啾,线性啁啾的形成是传输过程中二阶色散与自相位调制共同作用的结果。众所周知,线性啁啾得到补偿后能实现有效压缩,从而达到获得超短脉冲的目的。由此可以看出,基孤子脉冲在归一化长度较短的EDFA中传输不仅使自身能量获得放大,而且在脉冲中央能量集中区域具有了线性啁啾,这也预示着利用这种方法可实现有效的脉冲压缩。

2.2 EDFA长度对脉冲啁啾特性的影响

既然基孤子脉冲在EDFA中传输时脉冲能够获得线性啁啾,那么EDFA的L对脉冲的啁啾特性的影响又如何呢?下面接着讨论EDFA的L与脉冲啁啾的关系。在讨论的过程中,L值的选取始终保证μ≫1的条件。图5给出了L分别取0.06、0.07、0.08、0.09、0.10和0.11时所对应的啁啾曲线a、b、c、d、e、f,图中显示随着长度的增加,输出脉冲所对应的啁啾曲线的中央部分斜率变大,即啁啾在脉冲的中央区域变得更加显著。我们知道脉冲啁啾质量主要取决于两个方面:(1)脉冲的啁啾满足线性条件;(2)线性啁啾的区域越大越好,即输出脉冲在满足波形中央的大部分区域拥有线性啁啾的情况下追求更加显著的啁啾,这样才能保证压缩脉冲的质量。图6、图7分别给出了L=0.06、0.11时经放大器输出脉冲的形状和啁啾曲线,由图可以发现,L=0.11时输出脉冲在中央部分表现出比L=0.06时更明显的线性啁啾,但同时也可发现脉冲的线性啁啾区域却变得更窄,进一步研究得到,L值越大输出脉冲的线性啁啾对应的脉冲区域就越窄,这就要求在选择L值时要统筹考虑两个方面的因素。

2.3 啁啾补偿后的脉冲压缩效果

众所周知,具有线性啁啾的脉冲经脉冲压缩器件补偿啁啾后会得到压缩,目前补偿啁啾的器件很多,如色散补偿光纤、光纤光栅等均能很好地实现啁啾补偿。图8所示为L=0.10时啁啾补偿前后的输入和输出脉冲对比形状,图9所示为L=0.10时啁啾补偿后输出脉冲形状与啁啾曲线。图8显示啁啾补偿后脉冲获得了很好的压缩,脉冲的宽度大大减小,峰值功率极大提高,但脉冲带有基座,数值计算得到脉冲的压缩因子为7.79,峰值功率达1 004,基座能量比为0.32。基座的产生是因为从EDFA的输出脉冲仅在中央部分具有线性啁啾,线性啁啾部分在补偿后获得了有效的压缩,而脉冲的剩余部分的能量则形成脉冲基座。从图9可以看出脉冲中央部分的线性啁啾消失,而这部分恰好是脉冲得到有效压缩的部分。

图10为啁啾补偿后脉冲的压缩因子和基座能量比与EDFA的L之间的关系曲线,由图可以看出,随着L的增大,脉冲的压缩因子和基座能量比均呈增大的趋势,且增大的速度越来越快,即压缩因子的增大是以基座能量比的增大为条件的。图11给出了L=0.13时输入基孤子脉冲和啁啾补偿后脉冲的形状,由图可以看出,脉冲具有较大的基座,基座能量比已达到0.65,占有大部分脉冲能量,这必将严重影响脉冲的传输质量。因此,要想获得高质量的压缩效果,必须选取合适的数据兼顾压缩因子与基座能量比两个因素。对于基座相对较小的脉冲可以利用非线性光纤环镜来进行脉冲整形[7],以达到消除基座的目的,从而得到无基座的窄脉冲。

3 结 论

本文研究了基孤子脉冲在负色散EDFA中的传输和输出脉冲特性,当μ≪1时,基孤子脉冲的传输满足绝热压缩,随着能量的放大,脉冲始终保持基孤子脉冲的形状;当μ接近1时,基孤子脉冲在EDFA中向高阶孤子波演化。这两种情况下脉冲均能获得压缩,但所需要的L较长,而实际的EDFA的长度L一般在几米到几十米的范围内,对应的增益系数较大。为此进一步研究了μ≫1的情况,发现基孤子脉冲在能量放大的同时获得了较好的线性啁啾,并研究了长度L对脉冲啁啾的影响。最后分析了啁啾补偿后的压缩情况,讨论了脉冲获得的压缩因子和基座能量比与L值之间的关系。文中给出了获得线性啁啾的新方法,这种方法简单方便,对于高质量的脉冲压缩具有一定的借鉴价值。

参考文献

[1]Mark D P,Liu H F.Higher Order Soliton PulseCompression in Dispersion-Decreasing Optical Fibers[J].IEEE Journal of Quantum Electron,1997,33(8):1 430-1 439.

[2]陈海涛,邓涛,王飞.基于XPM和ED-NALM光脉冲压缩的方案研究[J].光通信研究,2007,(4):8-10.

[3]Hirooka T,Nakazawa M.Parabolic Pulse Generationby Use of a Dispersion-decreasing Fiber with NormalGroup-velocity Dispersion[J].Opt lett,2004,29(5):498-500.

[4]陈海涛,吴正茂,夏光琼.利用ND-DDF光纤放大器获得更佳线性啁啾的研究[J].光子学报,2007,36(9):22-26.

[5]Wai P K A,Cao W.Si multaneous Amplification andCompression of Ultra-short Solitons in an Erbium-Doped Nonlinear Amplifying Fiber Loop Mirror[J].IEEE J Quantum Electron,2003,39(4):555-561.

[6]Agrawal G P.Nonlinear Fiber Optics,3rd ed[M].California:Academic Press,Inc,1995.408-509.

脉冲特性 篇5

光纤通信系统是利用电磁波谱中可见光或近红外区域的高频电磁波 (约100 THz) 作为载波, 光纤作为媒质, 将信息从一个地方传送到另一个地方的通信系统[1]。由于它具有其他通信系统无法比拟的优势, 在各个领域得到了广泛的应用。目前, 随着人们对高速度、大容量信息系统的需求, 建立具有大通信容量的光纤通信系统已经成为人们的当务之急[2,3]。限制光纤通信发展的两大瓶颈是光纤的损耗和色散。随着光纤放大器的发明和使用, 光纤的损耗问题可以通过对信号脉冲的放大得以解决。于是, 色散问题就显得尤为突出[4]。色散会导致在光纤中传输的光脉冲产生变形, 并且系统传输距离越长, 容量越大, 光纤色散造成的影响也就越大[5], 从而影响通信系统的容量。因此, 为了提高系统的通信容量, 就必须研究光纤色散对在其中传输的光脉冲的影响, 进而采取办法消除影响, 即色散补偿。

本文从麦克斯韦方程组出发, 建立起光纤中光脉冲传播的理论模型。然后在只考虑色散效应的情况下, 对该模型进行进一步的研究, 利用傅里叶变换及计算机编程语言, 数值模拟出高斯光脉冲在光纤中的传输状态, 并分析讨论了色散对光脉冲传播特性的影响。

1 光脉冲传播的理论模型

光是一种电磁波, 其传播规律遵循麦克斯韦方程组[1], 从该方程组出发可以推导出光脉冲在光纤中传输时满足如下方程:

$\frac{\partial \tilde{A}}{\partial z}=\text{i}[\beta (\omega )+\frac{\text{i}\alpha }{2}-\beta {}_0]\tilde{A}(1)$

式中:$\tilde{A}$表示电场强度的频域慢变振幅;β (ω) 为角频率分量ω的波数;α为介质的损耗系数。该方程为光脉冲在频域中传播时遵循的方程。在本文中只考虑色散的影响, 为简便起见, 不考虑损耗[6], 取α=0。

将波数β (ω) 在光脉冲中心频率ω0处进行泰勒级数展开得[7]:

$\begin{array}{l}\beta (\omega )=\beta {}_0+\beta {}_1(\omega -\omega {}_0)+\frac{1}{2}\beta {}_2(\omega -\omega {}_0){}^2+\\ \frac{1}{6}\beta {}_3(\omega -\omega {}_0){}^3+\cdots (2)\end{array}$

式中:$\beta {}_1=\frac{\text{d}\beta }{\text{d}\omega }|{}_{\omega =\omega {}_0}=\frac{1}{V{}_{\text{g}}}$为群速度色散的倒数;$\beta {}_2=\frac{\text{d}{}^2\beta }{\text{d}\omega {}^2}|{}_{\omega =\omega {}_0}$为群速度色散 (GVD) ;$\beta {}_3=\frac{\text{d}{}^3\beta }{\text{d}\omega {}^3}|{}_{\omega =\omega {}_0}$为三阶色散[8]。对于皮秒超短高斯脉冲, 由于Δω≪ω0, 因此展开式中的四次项及更高次项通常被忽略[6]。

将式 (2) 代入式 (1) , 并做傅里叶逆变换, 可以解得:

$\frac{\partial A}{\partial z}+\beta {}_1\frac{\partial A}{\partial t}+\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\frac{\partial {}^{2}A}{\partial t{}^2}-\frac{1}{6}\beta {}_3\frac{\partial {}^{3}A}{\partial t{}^3}=0(3)$

此方程就是光脉冲在光纤中传播时的基本方程, 它清楚地表明了在光脉冲传输过程中, 光纤色散对其波形的影响。

令${\rm T}=t-\frac{V{}_{\text{g}}}{z}=t-\beta {}_1{z}^{\prime }‚z=z^{\prime }$, 其中$\beta {}_1=\frac{1}{V{}_{\text{g}}}$, 式 (3) 变为:

$\frac{\partial A}{\partial z^{\prime }}=-\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\frac{\partial {}^{2}A}{\partial {\rm T}{}^2}+\frac{1}{6}\beta {}_3\frac{\partial {}^{3}A}{\partial {\rm T}{}^3}(4)$

对上式进行傅里叶变换, 且令Ω=ω-ω0, 得:

$\frac{\partial \tilde{A}}{\partial z^{\prime }}=\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\tilde{A}\Omega {}^2+\frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\tilde{A}\Omega {}^3(5)$

此方程即为光脉冲在传播过程中, 其慢变振幅A满足的频域基本传播方程。解此微分方程, 得到脉冲振幅A在频域中的表示式:

$\tilde{A}(z,\Omega )=\tilde{A}(0,\Omega )\exp [(\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\Omega {}^2+\frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\Omega {}^3)z](6)$

式中:$\tilde{A}(0,\Omega )$表示光脉冲在光纤输入端的振幅。对上式两边同时作逆傅里叶变换, 得到光脉冲振幅A在时域中的表达式为:

$\begin{array}{l}A(z,t)=\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle {\int }_{-\infty }^{+\infty }\tilde{A}}(0,\Omega )\text{e}{}^{-\text{i}\Omega t}\cdot \\ \exp [(\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\Omega {}^2+\frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\Omega {}^3)z]\text{d}\Omega (7)\end{array}$

这样就建立了光脉冲在光纤中传播的理论模型, 接下来将对该模型进行数值模拟, 分析光脉冲在光纤中的传播特性。

2 数值模拟与分析

光纤通信系统中大都采用半导体激光器作为光源, 一般它产生的光脉冲信号是高斯光脉冲。在光纤输入端, 其慢变振幅可以表示为[9]:

$A(0,{\rm T})=A{}_0\text{e}{}^{-\frac{1+\text{i}c}{2}(\frac{{\rm T}}{{\rm T}{}_0}){}^2}(8)$

式中:T0代表光脉冲在1/e强度点的半宽;c为啁啾参数, 它表征了激光器产生光脉冲时引入的附加线性调频, 说明了光脉冲载频随时间的变化。对式 (8) 进行傅里叶变换, 得到输入光脉冲在频域中的振幅表达式:

$\tilde{A}(0,\Omega )=A{}_0\left(\frac{2\text{π}{\rm T}{}_0^2}{1+\text{i}c}\right){}^{\frac{1}{2}}\text{e}{}^{-\frac{{\rm T}{}_0^2\Omega {}^2}{2(1+\text{i}c){}^{}}}(9)$

将式 (9) 代入式 (7) , 得:

$\begin{array}{l}A(z,t)=\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle {\int }_{-\infty }^{+\infty }A}{}_0\left(\frac{2\text{π}t{}_0^2}{1+\text{i}c}\right){}^{\frac{1}{2}}\text{e}{}^{-\frac{t{}_0^2\Omega {}^2}{2(1+\text{i}c)}-\text{i}\Omega t}\cdot \\ \exp [(\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\Omega {}^2+\frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\Omega {}^3)z]\text{d}\Omega (10)\end{array}$

光强为:

${\rm I}(z,t)=|A(z,t)|{}^2(11)$

通过式 (11) 可以计算出光脉冲在传播路径上任一点的光强, 从而数值模拟出光脉冲的传输状态。

2.1 β3=0时光脉冲的传播特性

当光脉冲的波长远离1 310 nm, 即零色散窗口时, 三阶非线性色散β3与群速度色散β2相比很小, 对脉冲波形的影响可以忽略, 故近似地取β3=0。由式 (6) 可知, β3=0时慢变振幅的频域下的表达式为:

$\tilde{A}(z,\Omega )=\tilde{A}(0,\Omega )\exp \left(\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\Omega {}^{2}z\right)(12)$

对应的时域中的表达式为:

$A(z,t)=\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle {\int }_{-\infty }^{+\infty }\tilde{A}}(0,\Omega )\exp \left(\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\Omega {}^{2}z-\text{i}\Omega t\right)\text{d}\Omega (13)$

计算可得:

$\begin{array}{l}A(z,t)=A{}_0{\rm T}{}_0\left[\frac{1}{{\rm T}{}_0^2-\text{i}\beta {}_{2}z(1+\text{i}c)}\right]{}^{\frac{1}{2}}\cdot \\ \exp \{\frac{-t{}^2(1+\text{i}c)}{2\left[{\rm T}{}_0^2-\text{i}\beta {}_{2}z(1+\text{i}c)\right]}\}(14)\end{array}$

定义$L{}_{\text{d}}={\rm T}{}_0^2/\left|\beta {}_2\right|$为色散长度[7]。在图1中画出了c=0, z=5Ld且对光强进行归一化后光纤输出端光脉冲的形状。图中实线表示的是β2=0, β3=0, c=0, 即无色散无啁啾时的高斯光脉冲波形;虚线表示的是β2=-20 ps2/km, β3=0, c=0时的光脉冲波形。从图1中可以看出, 由于群速度色散β2的存在, 高斯脉冲在光纤中传输时仍保持高斯型, 但脉冲被展宽;而且群速度色散对脉冲的影响是对称的, 脉冲两边展宽一样, 脉冲强度仍呈对称分布。

2.2 β2=0时光脉冲的传播特性

当输入光脉冲的波长等于零色散波长 (1 310 nm) 时, 光纤中的群速度色散β2=0, 此时对光脉冲形状的影响主要是由三阶色散β3造成的。由式 (6) 可知:

$\tilde{A}(z,\Omega )=\tilde{A}(0,\Omega )\exp \left(\frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\Omega {}^{3}z\right)(15)$

对应的时域中的表达式为:

$A(z,t)=\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle {\int }_{-\infty }^{+\infty }\tilde{A}}(0,\Omega )\exp \left(\frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\Omega {}^{3}z-\text{i}\Omega t\right)\text{d}\Omega (16)$

再把式 (9) 代入式 (16) , 得:

$\begin{array}{l}A(z,t)=\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle {\int }_{-\infty }^{+\infty }A}{}_0\sqrt{\frac{2\text{π}t{}_0^2}{1+\text{i}c}}\exp [-\frac{t{}_0^2\Omega {}^2}{2(1+\text{i}c)}+\\ \frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\Omega {}^{3}z-\text{i}\Omega t]\text{d}\Omega (17)\end{array}$

此表达式没有解析解, 只能通过编程数值求解。

定义$L{}_{\text{d}}^{´}={\rm T}{}_0^3/\left|\beta {}_3\right|$为三阶色散长度[7]。图2画出了c=0, z=5Ld且对光强进行归一化后, 光纤输出端光脉冲的形状。同样, 图中实线表示的是β2=0, β3=0, c=0, 即无色散无啁啾的高斯光脉冲的波形, 而虚线表示的是β2=0, β3=0.1 ps3/km, c=0时的光脉冲波形。从图2中可以看出, 高斯脉冲在传输过程中不再保持原高斯脉冲形状, 而是形成了一种振荡结构的拖尾;并且可以看到, 三阶色散β3对脉冲的影响是非对称的。分析表明, 当β3>0时, 会在脉冲的后沿出现振荡形结构;当β3<0时, 会在脉冲的前沿出现振荡结构[10]。

2.3 β2, β3均不为零时光脉冲的传播特性

当群速度色散β2和三阶色散β3都存在时, 脉冲波形要受到二者的共同影响。利用式 (6) 与式 (9) , 可以得到此时光强随传播距离的时域表达式为:

$\begin{array}{l}A(z,t)=\frac{1}{2\text{π}}{\displaystyle {\int }_{-\infty }^{+\infty }A}{}_0\sqrt{\frac{2\text{π}t{}_0^2}{1+\text{i}c}}\text{e}{}^{-\frac{t{}_0^2\Omega {}^2}{2(1+\text{i}c)}-\text{i}\Omega t}\cdot \\ \exp \left(\frac{\text{i}}{2}\beta {}_2\Omega {}^{2}z+\frac{\text{i}}{6}\beta {}_3\Omega {}^{3}z\right)\text{d}\Omega (18)\end{array}$

同样取c=0, z=5Ld且对光强进行归一化, 图3画出了β2=-0.002 ps2/km, β3=0.1 ps3/km时光脉冲的传播特性。此处定义的高阶色散长度$L{}_{\text{d}}^{´}={\rm T}{}_0^3/\left|\beta {}_3\right|$与2.2节的相同。从图3中可以看出, 由于受到β3的影响, 光脉冲在传播过程中也出现了振荡拖尾现象;同时, 对比于图2可以知道, 由于β2的存在, 它削弱了β3的影响, 其振荡幅度比图2中的小。

综上分析可知, β2对脉冲形状的影响是使脉冲平滑展宽, 同时会限制幅度的振荡;而β3的影响是使脉冲形状产生畸变, 形成不对称的前后沿结构, 且当β3>0时, 脉冲后沿出现振荡形结构;当β3<0时, 脉冲前沿出现振荡结构。

3 结 语

研究了光纤色散对在其中传输的高斯光脉冲传播特性的影响。结果表明, 当三阶色散β3=0时, 脉冲只受到了β2的影响, 脉冲被展宽, 其峰值逐渐降低, 波形趋于平坦;当群速色散β2=0且β3≠0, 即三阶色散的影响不能忽略时, 脉冲波形受到β3的影响, 形成了一种振荡结构的尾部, 当β3>0时, 脉冲后沿出现振荡形结构, 当β3<0时, 脉冲的前沿出现振荡结构;当β2与β3同时存在时, 脉冲受到二者的共同作用。此时, 由于β2的作用, 削弱了β3带来的振荡, 波形较为平坦。本文对光纤的色散补偿具有一定的理论参考价值。

参考文献

[1]杨祥林.光纤通信系统[M].北京:国防工业出版社, 2000.

[2]张帆.光纤通信发展动态概述[J].中国发明与专利, 2008 (6) :58-60.

[3]王磊, 裴丽.光纤通信的发展现状和未来[J].中国科技信息, 2006 (4) :59-61.

[4]CHANG C C, WEINER A M, VENGSARKAR A M, et al.Broadband fiber dispersion compensationfor sub-100-fs pulses with a compression ratio of 300[J].OpticsLetters, 1996, 21 (15) :1141-1143.

[5]武欣嵘, 朱勇, 乔文孝, 等.利用仿真技术研究色散对光纤通信的影响[J].国外电子测量技术, 2007, 26 (8) :5-8.

[6]AGRAWAL G P.Nonlinear fiber optics[M].New York:Academic Press, 1996.

[7]张兴周, 孟克.现代光纤通信技术[M].哈尔滨:哈尔滨工程大学出版社, 2003.

[8]张海波, 辛丽.光纤三阶色散导致超短激光脉冲畸变的研究[J].红外与激光工程, 2008 (S2) :742-745.

[9]王存莲, 姜凯, 赵春.高斯型光脉冲在色散管理光纤系统中的传输控制[J].山西师范大学学报, 2007, 21 (2) :59-61.

脉冲特性 篇6

特高压直流工程在实际工程中越来越广泛,特高压直流工程在长距离、大容量输电方面有着交流输电系统所不可比拟的优势。某两个±800 k V特高压直流输电工程的换流器均采用双12脉动串联的接线方式[1]。以±800 k V普侨直流输电工程为例,直流输电系统分正极和负极,为对称布置。每个极由高、低端阀组串联组成,每个阀组有720只晶闸管,双极一共有2880只晶闸管。双极正常运行时,每只晶闸管均需要单独的触发光脉冲进行触发。由于控制系统并不是完全可靠的,所以可能出现触发脉冲丢失的情况[2]。鉴于目前国内直流工程愈来愈多,但针对整流侧丢失触发脉冲的情况研究较少,因此本文以±800 k V普侨直流工程为例,以实际调试过程研究整流侧丢失触发脉冲的运行情况。

1 晶闸管丢失触发脉冲原理分析

1.1 理想状态下丢失触发脉冲原理分析[3]

按照电力电子技术理论,晶闸管的导通需要同时具备两个条件:1)晶闸管承受正向阳极电压;在门极施加触发脉冲。

而晶闸管的关断,则需要晶闸管承受反向阳极电压,不管门极是否施加触发脉冲。

基于上述理论,下面分析理想情况下整流侧单个周期丢失触发脉冲的直流系统运行情况。

以六脉动整流器,V3阀发生丢失触发故障为例,如图2所示,其中黑色的阀表示导通,非黑色的则阀表示不开通。初始状态为V1、V2阀导通,如图1的A所示。V1阀至V6阀的触发脉冲用Pi(i=1,2,3,4,5,6)表示。

根据换流原理,正常情况下,触发脉冲P3应该加在阀V3门极上而使其具备导通条件而导通,阀V1向阀V3换相。但是若触发脉冲P3丢失,则阀V3不能导通,阀V1因不能换相而持续导通,换流器的上半桥共阴极点M的电位为交流系统A相电位Ea,因此M点的电位持续降低,如图2所示。在自然换相点C4处,直流输出电压降至0,过C4点后,换流器输出直流电压反相,并逐渐增大。换流阀导通情况如图2所示。

在触发脉冲P4到来后,阀V4开通,阀V2向阀V4换相。换相结束后,因阀V1、阀V4同时导通,形成了直流出口短路,直流输出电压降为0。一直到P5脉冲到来,V1向V5换相结束,直流出口短路情况才消失。相应的阀才按照正常顺序导通,系统恢复正常。

由上述分析知,整流侧发生单个触发脉冲丢失,那么对应的阀组出口直流电压先降低至0,接着出现反相电压,阀组直流出口电压因短路而降为0并持续一段时间,然后跃升为正常电压并恢复正常。

若周期性的丢失触发脉冲,依照如上分析,在触发脉冲恢复正常后,理想状态下的直流系统可以恢复至正常状态。

1.2 特高压直流控制系统丢失触发脉冲控制

±800 k V普洱换流站换流阀采用T2563N80T-S34光触发(LTT)5英寸晶闸管。阀基电子设备(VBE)是对换流阀控制的最底层设备,是阀与控制和保护系统的接口。它接受阀组控制系统的命令触发换流阀同时接收换流阀的各种监视信号。VBE系统由TC&M(晶闸管控制与监测)、光发射和光接收、用于反向恢复期保护的控制单元RPU、供电电源及接口组成。

VBE和阀组控制系统之间的信号交换如图3所示。阀组控制系统根据收到极控系统的信息,计算并输出一个24V的触发控制脉冲信号(FIRINGCONTROL SIGNAL)至VBE系统,当TC&M检测到阀组控制系统发来的触发控制脉冲信号前沿时发出一个宽度为10us的触发脉冲,并通过光发射板发送到相应的晶闸管触发相关阀中的LTT,晶闸管控制单元也给阀组控制系统回送电流过零(即EOC)信号。阀组控制系统和VBE系统均采用冗余的“二取一”配置,且阀组控制系统和VBE系统一一对应,即:阀组控制系统1对应于VBE系统1,阀组控制系统2对应于VBE系统2。每套阀组控制系统各有一个逻辑切换模块(COL),负责选择阀组控制系统和VBE的主系统和备用系统。

VBE系统的TC&M模块监控从阀组控制系统发来的触发控制信号。如果触发控制信号丢失大约60 ms(即3个周期)以上将产生一个故障报警。冗余系统有效的情况下将产生VBE系统冗余切换。否则,将产生一个跳闸信号、闭锁阀触发脉冲。TC&M模块将触发控制信号丢失信息的故障代码通过现场总线发出。

2 特高压直流系统触发脉冲实验

2.1 触发脉冲与竖琴脉冲

阀组控系统的MFI板卡内置一个触发器,该触发器产生触发控制脉冲送给VBE系统的同时会实时产生一个诊断脉冲信号送到故障录波装置,以判断触发控制脉冲是否正常。若触发控制脉冲丢失,则诊断脉冲信号也无法检测到。因诊断脉冲信号形似竖琴,故称为竖琴脉冲。竖琴脉冲的高度和极性可以直观反映触发控制脉冲的时序,及辨别触发控制脉冲用于与换流变星形侧还是三角形侧相连接的换流阀,因此实际分析时可用竖琴脉冲来反映和分析触发控制脉冲。典型的竖琴脉冲如图4所示。

图4中时间轴上方的R+、T-、S+、R-、T+、S-脉冲分别对应星型侧V1、V2、V3、V4、V5、V6的触发脉冲,用于与Y/Y型换流变连接的换流阀,时间轴下方的R+、T-、S+、R-、T+、S-分别对应三角型侧的V1、V2、V3、V4、V5、V6的触发脉冲,用于与Y/△型换流变连接的换流阀。图4中星型侧的触发控制脉冲滞后于三角型侧一定角度。

2.2 丢失触发脉冲实验的模拟

普侨直流工程阀组控制系统软件采用西门子公司的SIMATIC TDC控制软件,通过软件置位可实现触发脉冲丢失的控制。组控软件如图5所示。其中CUMUT_FLT_SET模块可以设置丢失触发脉冲的位置和数量(包括星型侧的Y1至Y6单阀以及三角侧的D1至D6单阀),CUMUT_FLT_time模块可以设置丢失触发脉冲持续的时间,CUMUT_FLT_EN模块可以设定丢失触发脉冲的开始时间。

图5所示的软件截图位于阀组控制程序的GC_P_11=12VG11+U1D03P03Program(D03P03)Charts\04_CLCTriggerset下,由图可知,丢失的触发脉冲对应于换流变星型侧的V1阀,持续了19 ms,模拟一个周期(20 ms)丢失一个触发脉冲的情况。

图6上下两图分别为组控系统1、2的竖琴脉冲录波图。可以看出,组控系统1在图中箭头所指时刻丢失了一个竖琴脉冲P1,即丢失了V1阀的触发脉冲,下个周期的触发脉冲恢复正常。

3 丢失触发脉冲直流系统变化分析

3.1 单个周期丢失一个触发脉冲后系统变化

以普洱换流站以单极极2双阀组金属回线方式运行,极2高端阀组控制系统1丢失触发脉冲P1,故障录波如图7所示。

直流电压由于V1阀无法换相而跌落,极2相当于只有3个六脉动换流器在运行,因此,极2的电压由-700 k V下降为-580 k V(理论分析应该为525 k V,但实际工况考虑了阀组以及线路压降等因素),此过程中,触发角迅速减小,整流侧的控制模式由定电流控制转为定最小触发角控制(若直流低负荷无功优化功能激活,整流侧的触发角本身就比较大,不会进入最小触发角控制),以抑制由交流电压下降而引起的直流电压跌落。而直流电流则因为实际电流互感器安装位置在线路侧,无法检测到电流而降至0 A。直到P3到来,触发V3阀,V2阀向V3阀换相结束后,相应的阀才恢复正常触发,换流器交流二次侧电流开始恢复。当下一个周期触发脉冲恢复正常后直流电压和电流迅速恢复。

由以上分析可得出,整流侧一个周期丢失单个触发脉冲的运行情况下,相当于给直流系统施加一个小扰动,直流系统无需采取任何措施即可自行恢复正常。

3.2 周期性丢失触发脉冲后系统变化

3.2.1 阀组控制系统有冗余

研究普洱换流站单极极2低端金属回线方式运行时,连续发生丢失触发脉冲的情况。

试验中,组控系统系统2为主系统,丢失触发脉冲,组控系统1为备用系统,触发脉冲正常,录波如图8所示。

录波显示,约在第3个周期产生组控系统切换,通过从故障的组控系统2切换至正常组控系统1,切换后的直流系统能较快恢复正常。

3.2.2 阀组控制系统无冗余

固定组控系统为系统1,丢失触发脉冲的阀组位于星型侧换流变,触发脉冲P1在13时17秒29.2毫秒发生丢失,持续了9个周期。如图9所示,由故障录波图可以看出,系统在丢失脉冲约50ms后(即第三个周期)组控触发ESOF信号。

丢失触发脉冲的直流系统电气量波形如图10所示,在丢失触发脉冲后直流电压和电流开始降低,并开始震荡,在第三个周期因组控系统被固定而无法切换,因此VBE系统请求切换命令无法执行,组控系统发ESOF命令。阀组将退至备用状态。此过程中,容易造成星侧/三角侧短路保护87CSY/87CSD、换相失败保护87CG和换流器过流保护50/51C动作。可考虑在上述保护判据增加判丢失触发脉冲的防误动模块。

由于阀组控制系统被固定在系统1,当系统1连续丢失触发脉冲时,将判定阀组控制系统1、2均不可用,阀组控制系统通过硬接线发送合闸命令至0410,合上0410,以防止另一阀组在解锁,保护阀组。另外,由于程序判定组控系统1、2均不可用,ESOF顺控无法执行,直流场的阀组刀闸未拉开,导致丢失触发脉冲的阀组停留在备用不定义状态。在故障处理时需要手动在监控界面上进行确认,然后手动配置阀组至定义的备用状态。

4 结束语

整流侧发生单个周期丢失触发脉冲特征为:a、交流侧将出现短暂的两相短路过程;b、直流电流会降低至0A;c、丢失触发脉冲的阀组发生直流出口短路而被旁路,使总的直流电压降低;d、丢失触发脉冲的阀组触发角迅速减小,以抑制直流电压跌落;e、对系统的影响不大,直流系统可以快速恢复正常运行。整流侧发生持续丢失触发脉冲,若不固定阀组控制系统,VBE系统冗余且有效的情况下,丢失触发脉冲达到3个周期启动VBE系统切换,组控随之切换,切换成功后直流系统可以较快的恢复正常运行;若固定阀组控制系统,因无冗余的VBE系统而导致触发相应阀组ESOF,跳开交流进线开关,合上对应的直流旁路断路器。因程序判断两套组控系统均故障,顺控无法继续执行,阀组将跳至备用不定义的状态,在事故处理时需特别注意,建议复电前要确保有可用的组控系统后再解锁。另外在此过程中阀组出口电压、直流电流变化较大,有引起星侧/三角侧短路保护87CSY/87CSD、换相失败保护87CG以及换流器过流保护50/51C动作的风险,可考虑在以上保护判据增加防误动模块。

参考文献

[1]蔡宇.特高压直流输电可靠性统计及评价的探讨[J].云南电力技术,2011,40(2):19-19

[2]周亮,汤广福,郝长城,杨明武.换流阀阀基电子设备丢脉冲保护与控制的研究[J].电网技术,2011,35(7):222-226.

[3]赵畹君.高压直流输电工程[M].北京:中国电力出版社,2004.

[4]中国南方电网有限责任公司.±800 k V直流输电技术研究[M].北京:中国电力出版社,2006

[5]张朝辉,余海翔,梁秉岗,沈龙.高压直流输电换流阀阀基电子设备薄弱环节分析及改进措施研究[J].电工技术,2015(6):61-63.

脉冲特性 篇7

关键词：果蔬,脱水干燥,高压脉冲电场,预处理

0 引言

传统的果蔬干燥技术会影响其物理和化学性质(包括体积收缩及改变颜色、质地、味道),导致颜色发黑,质地韧性提高,缺少滋味,而且营养成分也大大降低。最小化地改变其物理和化学性质,缩短干燥时间,节约能量,提高干燥品质,是现代干燥技术研究的趋势。采用高压脉冲电场(HPEF,High pulsed electric field)预处理技术,可以在很短的时间内(ms范围)打开细胞膜,提高果蔬水分的传输速度,同时不影响果蔬的品质,受到国内外学者、企业界和工业界的广泛关注[1,2]。

1高压脉冲电场预处理机理及影响因素

电场处理果蔬是在20世纪40年代提出的[3,4]。在正常的生理机能状况下,细胞膜能较好地阻碍离子和亲水分子的传输。当强度为kV/cm级、持续时间为μs~ms级的电脉冲刺激细胞膜时,细胞膜会出现微孔;当增大外加电场时,细胞膜阻碍微粒渗透能力的降低[5]。对HPEF作用细胞跨膜电压Δφm变化的机理,Kotnik T等[6]指出,对于任意形状的单细胞,外电场诱导的Δφm为

φm(t)=f·R·E(t)·cosθ(1-e-tτ) (1)

式中 f—细胞的形状系数;

R—细胞半径;E(t)—外加电场强度;

θ—膜上任意一点到细胞中心与电场的夹角;

τ—膜的充电时间常数。

细胞在外加电场作用下很快达到最大膜电压,细胞膜受电场应力作用而变薄,达到某一临界状态时被击穿而产生电穿孔,其渗透性大大增强。 在式(1)中,若当将细胞形状简化为球形时,f系数取1.5。当脉冲宽度远大于膜的充电时间常数τ时,趋近于1,则式(1)变为

φm(t)=1.5·R·E(t)·cosθ (2)

HPEF作用细胞造成电穿孔或细胞不可逆的损坏,被作为研究短时非热修正生物材料的有效工具[7]。作用物料后,生物组织细胞的渗透性增强,对深加工时物质的传输有积极的影响[8]。因此,该技术广泛应用于食品生产行业,使微生物失活,提高植物食品得出汁率、加速干燥和脱水速度等[9,10,11,12,13,14]。HPEF预处理物料,使物料细胞膜发生改变[15,16]。虽然各种细胞材料有不同的形态结构和电物理特性,但是在细胞受电场电压作用时,其发生电穿孔反映的机理是相似的[17,18]。

研究显示:最适合植物食品细胞膜击穿电压在1.5~3.0kV/cm之间;脉冲个数为15~30个。采用单植物细胞的电路模型分析,脉冲电场处理系统处理完整细胞的电阻抗/电导范围频率在3k~50MHz之间[19]。另外,应用电穿孔技术处理植物细胞膜还依靠其他因素,比如脉冲波形和脉冲极性等[20]。高压脉冲电场可以是单极性指数衰减波、方波、三角波以及双极性波等。其中,方波电能效率高,双极性和短脉冲可以减少电化学效应[21]。Benz等人[22]研究表明,造成细胞膜可逆电穿孔的跨膜电压的阈值电压为1V,但许多因素影响该电压值的大小。脉冲宽度对膜穿孔电压阈值影响较大,两者成反比关系。电场处理时间对细胞击穿是成反比例。同样,小细胞与大细胞比较需要较高脉冲强度[23]。Angersbach Alexander,Knorr.D等[24]研究发现:当细胞大小为50~120μm、电场强度大于400~800V/cm的临界值时,细胞膜的渗透性是可逆的。使细胞膜破坏的处理时间与物料本身结构有关。破坏马铃薯组织细胞膜的时间为0.7μs,苹果为1.4μs。

2影响HPEF作用的因素及预处理效果

2.1 高压脉冲电场预处理干燥效果

Rastogi等人在1999年第一次证明了HPEF预处理胡萝卜,在渗透脱水时提高了物质的传输率。水和溶质的有效扩散系数决定了FICKIAN扩散模型随电场强度指数升高。Rastogi、Es thiaghi和Knorr等人报道了对胡萝卜实验的观察结果,指出当场强大于1.09kV/cm时,水的扩散系数没有提高[25]。渗透脱水6h后,HPEF预处理样品水分丧失掉57.2%~73.6%,然而未经预处理的样品水分丧失47.1%。不同的场强下,提高脉冲数目没有一致的趋势。Knorr等人在1994年的报告中指出:在相同的脉冲数下,提高场强对细胞液的流失和细胞活性的影响比使用高脉冲数更明显。电场强度从0.5kV/cm提高到1.0kV/cm时明显失水,从1.0~2.0kV/cm导致水分的流失不是很明显。溶质扩散进入胡萝卜随场强的提高而加快。然而场强大于1.09kV/cm时,扩散系数的影响不是很显著[26]。

TaiwoA ngersbach和Ade-Omowaye等人在2001年研究了各种预处理的影响,包括HPEF对苹果片渗透脱水时动力学扩散和质量参数的影响。漂白、冷冻、高压和脉冲电场等不同的预处理适合不同的果蔬深加工。研究表明,用HPEF预处理的样品与其他(如高压和漂白的预处理)方式比较,HPEF处理的样品增加了水分的丧失。失水率的提高归功于HPEF处理后提高了细胞膜的通透性,加快了组织中的水进入到渗透溶液中。在不同的渗透条件下渗透脱水时,用HPEF预处理比无预处理的草莓的失水率要高。当电场强度为0.5~1.0kV/cm时,似乎失水率随场强的上升而提高,但是2.0kV/cm的场强不能导致更高的失水率。Taiwo Angersbach,Ade-Omowaye等[26]研究了经过高压脉冲电场处理的苹果片发现:在进行渗透脱水时,失水速率比进行热烫后的苹果片快,而对固形物的渗入量无显著影响。他们还认为:当电磁场强度为0.5~1.0kV/cm时,能增加失水量;当电磁场强度为1.0~2.0kV/cm时,并没有使失水量增加更多;当电磁场强度为2.0~2.5kV/cm时,失水量又有明显增加。

2003年,BIO Ade-Omowaye,PTalens,A A ngersbach,D Knor等人对不同电场强度、脉冲数目及不同的渗透方式处理下的红椒细胞通透性进行了分析。在HPEF处理5min后、大气压的条件下,很明显地提高了红椒渗透脱水的动力学扩散系数[25]。

王维琴[27]等人使用HPEF对甘薯干燥做预处理试验表明:经过HPEF预处理的甘薯样品在渗透脱水后质量都有一定增加,电场强度和脉冲数对干燥速率都有影响。其中,脉冲数为50、电场强度为1kV/cm和2kV/cm的条件下,对渗透脱水的固形物增加率最小;电场强度为2kV/cm、脉冲数70和电场强度1kV/cm、脉冲数50时,有较高的热风干燥速率和较低的含水量。据研究[28],经过脉冲电场预处理的苹果片干燥后,整体密度和缩水率有所降低,并且提高了多孔性,平均气孔尺寸明显小于未经电场处理的样品。

Angersbach和Knonr论证得出,HPEF预处理马铃薯缩短了接近1/3的干燥时间。报告指出,输入总能量超过10kJ/kg(1.1kV/cm, 25个脉冲)不会导致干燥时间的延长。用HPEF做椰子脱水预处理,提高了干燥率,并且比没有预处理的样品干燥得快。在椰子空气干燥之前,用HPEF和离心分离组合做预处理,缩短了22%的干燥时间。据报道,与其他(如漂白和化学)预处理相比,HPEF预处理样品提高了物质和热量的传输系数。用HPEF对红辣椒做预处理,缩短了近25%的干燥时间。HPEF作为预处理,改变了传统的化学和热预处理方式,因此减少了化学运用所产生的环境污染,降低了滤取和营养的热破坏。尽管HPEF的应用提高了干燥率,显著缩短了干燥时间,但是脉冲数的提高对铃椒的干燥率没有显著影响[25]。 HPEF预处理再渗透脱水,使产品有高的复水性。然而,在各种温度下,单独的HPEF预处理不结合渗透脱水,样品复水性很低[29,30]。没有渗透脱水的样品经过HPEF处理后复水性很低,是由于在空气干燥时细胞膜的通透性的提高导致了快速失水。

干制品的复水性直接与干燥加工的方式有关。在相同的温度条件下,渗透脱水之前用脉冲电场预处理苹果片有更高的复水性,然而在合理的温度条件下,仅仅脉冲电场处理时产品的复水性很低。这是由于脉冲电场导致了复水性的提高,在干燥过程中很容易失水,比未经过预处理的产品收缩更大。据报道,结构的改变是因为预处理导致了分子结构紧密,复水时分子的紧密性是水分吸收缓慢的原因。在渗透脱水时,由于糖分的吸收降低了收缩,因此减小了干制品的紧密性。研究表明,随着温度的升高复水性下降,在室温时复水性最好[31]。Taiwo, Angersbach和Knorr研究了不同预处理和渗透脱水苹果样品的复水性。HPEF和渗透脱水组合干燥4-6h时样品有高的复水性。在2001年,B I O Ade-Omowaye,N K Rastogi,Angersbach,D K norr等人研究了各种不同的预处理和高的物质传输率[32]方式对红椒脱水特性的影响。HPEF预处理导致了细胞通透性的提高,从而提高了干燥速率。2003年,研究了在给定脉冲数目下的场强和给定场强下的脉冲数目对红椒进行HPEF预处理,其热风干燥时的动力学影响,并且提高了物料的初始干燥率。HPEF和渗透脱水组合有效提高了物质的传输率,颜色变化不大。

2.2 高压脉冲电场预处理对干燥品质影响

HPEF保持了食品的颜色、香味和营养价值,经HPEF处理的样品的维生素含量和未处理的样品的维生素C含量相似。渗透脱水的时间对预处理样品的维生素C含量有显著影响。渗透脱水的时间越长,维生素C含量就越低。HPEF预处理苹果,在渗透脱水2h后,维生素C的含量为4.7mg/100g,然而到6h后减少到0.5mg。与未预处理或用场强为0.5~1.0kV/cm的HPEF处理样品的维生素C含量比较,用强度为2kV/cm的HPEF预处理样品的维生素C含量大约低50%~60%。场强大于1.0kV/cm的HPEF降低了维生素C的含量。在空气干燥时,用HPEF(包括各种脉冲数)处理铃椒,其维生素C含量大约为56%~65%。在渗透脱水时,用HPEF作预处理能使p-胡萝卜素的损耗最小[15]。在2002年,B I O Ade-Omowaye,N K Rastogi,AAngersbach, D Knor等人发现:在渗透前进行PEF预处理,导致了初始含水率下降,在渗透脱水时提高了固体含量。HPEF预处理过的样品有效地保持了维生素C和胡萝卜素的含量,并且不升高温度[17]。经过脉冲电场的预处理后,进行空气干燥时烘干率的提高要明显优于冷冻预处理,且可得到维生素C的最小消耗量[33]。

3 结论

脉冲流化床气固流动特性的影响因素 篇8

流态化是一项适用于大规模生产的高效气固、液固或气液固三相操作的技术,其首次大规模在工业化上的应用可追溯到1922年,由Winkler用于粉煤气化的气固流化床。之后,流态化技术在研究与应用中不断得到完善与发展,现已广泛应用于化工、石化、冶金、能源、材料、生化、环保、制药等领域[1,2]。流化床具有良好的床层传热、传质速率,而且床质能充分混合,床内温度趋于一致,热稳定性较好[3]。

虽然流化床应用领域广泛,但传统流化床在应用中也存在一些不足:如对黏性大、易结团的物料处理效果不好;风速过大时会出现大气泡、沟流和节涌等,引起流化床不稳定[4],影响气固充分混合;处理超细颗粒(如Geldart C类颗粒)时容易造成颗粒夹带与扬析,导致床内物料的损失[5]。为进一步提高流化床的性能,一些加强气固混合效率的措施被采用,其中包括引入强制扰动的脉冲流化床。脉冲流化床(也称为脉动流化床)是将传统流化床流量稳定的进气流改变为周期性波动的脉冲气流[6]。它能有效克服沟流、死区、局部过热等传统流化床常见的弊端;而且床内气泡小,气泡发生频率降低,可以处理的粒径的范围更宽;能在更广的操作范围内使床内物料充分混合,且传热系数得到提高,从而有效地降低能耗[7,8,9,10,11]。

脉冲流化床相较于传统流化床的优势,使其具有广泛的应用前景,目前已应用于干燥、污水处理等领域。脉冲流化床的操作范围更广,操作条件的改变会影响其流化质量,因此,了解影响脉冲流化床气固流动特性的因素及相关操作条件对于提高其流化质量,气固混合效率具有重要意义。

2 流化质量及流动特性的影响因素

2.1 脉冲波形

脉冲波形随着制取脉冲的方法不同而异,常用的脉冲波形主要有两种形式,即矩形波脉冲与正弦波脉冲[8]。其中矩形波形容易得到,它可由一个继电器控制的电磁阀通过定时开、关来形成矩形波形;正弦波形的脉冲制取相对复杂,它可通过碟形阀的转动,或调整几组电磁阀的开关等方法得到。

根据已有的研究发现:当脉冲频率和流量一定且矩形脉冲的导通率(即通气时间与一个脉冲周期的比值)≥0.2时,矩形脉冲比正弦波脉冲能更有效降低床层压降,有利于节能[12]。但矩形脉冲导通率不宜过高,也不宜过低。如果导通率过低,会造成床层塌落[13],不利于气固混合。因此,在采用矩形脉冲时应当选取恰当的导通率,以得到较高的流化质量。

Wang[14]等通过数值模拟发现,如果对正弦波形加以改造,如正弦波形叠加上一个稳定气流,同样可得到较好的流化质量,公式如下:

v=v0+vssin(2πft) (1)

式中:v—流化床入口气速,m/s;v0—稳定气流流速,m/s;vs—脉冲气流振幅,m/s;f—脉冲振幅,Hz;t—时间,s;vssin(2πft)—正弦脉冲气流流速,m/s。

通过一系列的比较发现:当v0/vmf=1.5,f=

5～15Hz,vs/vmf=0.125～1时(vmf代表初始流化速度),可得到较规则的气泡形式,气固混合较好。

2.2 脉冲频率

很多学者研究气固流化床时发现床层压降常呈现周期性的脉动行为,并将其频率命名为“自然频率”。袁忠卫[15]等认为这种压力脉动行为与气泡行为密切相关,自然频率实际上是流化床中最大概率生成气泡的行为特征。Hao[16]等也持相同观点,并总结出了自然频率的经验公式:

undefined

式中:fn—自然频率,Hz;g—重力加速度;Hmf—初始床层高度,m。

在此后的实验中,发现实测值与经验值相差较大,这是由于实验操作中存在着床层阻尼作用(即颗粒与床体的摩擦、颗粒与气体的曳力、颗粒间的碰撞等)。研究发现,当施加的脉冲频率不同时,流化床内的流动状态主要呈现以下三种方式:

(1)当自然频率与脉冲频率相等时,此时床层发生共振,床层颗粒呈现极佳的流动状态,对流化质量起到增强的作用[17,18]。

(2)当自然频率小于脉冲频率时,床层空隙率较小,床层行为呈现时而稳定、时而不稳定的“间歇式”流化状态[17,18,19]。

(3)当自然频率大于脉冲频率时,床内气体上升速度减慢,颗粒波动明显受到抑制,压力脉动受脉冲气流影响较小,床内气固流动接近一般流化床[17,20,21]。这是因为气固流化床属于强分散性的流动系统,高频率的脉冲振动能极易耗散,且每个脉冲持续时间短,在惯性的作用下,床体整体会如普通流化床一样趋于连续性[19]。所以施加的脉冲最好接近于床体的自然频率,这样才能得到较好的气固流动状态,流化质量高。

2.3 初始床层高度

初始床层高度又称为静态床层高度,从式(2)可以看出:随着初始床层高度的增加,流化床的自然频率逐渐减小,这说明床层高度的增加会抑制床内气固流动。

Hao[16]等通过实验得到了不同初始床层高度下的床层压降信号并发现初始床层高度越高,床层阻尼作用越大,床层脉动越不明显,因此流化质量不好。例如:当采用粒径为0.13mm的硅胶作为颗粒时,初始床层高度为0.1m时的床层压降脉动明显好于0.3m和0.4m时的床层压降脉动。

宫官清[7,19]等从脉冲流化床操作范围的角度研究了初始床层高度对脉冲流化床动特性的影响,发现初始床层高度为30mm时的床层压降明显低于初始床层高度为60mm和100mm时的床层压降,认为初始床层越高,脉冲能量在床层传递的耗散越大,阻力损失增大,这导致了脉冲气流对颗粒的影响作用削弱。因此,初始床层高度越小,脉冲气流作用效果越好,脉冲流化床的操作范围越宽。

由此可见,无论从床层压降脉动还是从床层压降大小方面,较低的初始床层高度比较高的初始床层高度更易得到较好的气固流化状态。在实际应用中,可根据实际工况的需要,适当选取较低的初始床层高度,以得到较高的流化质量。

2.4 脉冲气流速度

与普通流化床相似,脉冲流化床中气体的上升速度也随着脉冲气流速度的增加而增加,当达到一定的气速后还会有气泡出现,床层也逐渐由均匀流态化向不均匀流态化转变。文献[10]及文献[22]认为颗粒在床层中均匀悬浮时,所有颗粒都有均衡的机会与气体充分接触,也使所有的气体都流经同样厚度的颗粒床层,床层内温度分布趋于一致,这就保证了床中均匀的传质、传热效率以及停留时间,这时的流化质量是最高的,这种的流化状态称为散式流态化。王相友[23]等发现使脉冲流化床达到散式流态化的脉冲气速存在着上下两个极限值,下极限值即初始脉动流化速度,上极限值指床层内出现第一批气泡时的脉冲气流速度。只有在这两个极限值之间取脉冲气流速度才会得到散式流态化,这两个极限值不是固定不变的,它与初始床层高度等因素有关[23,24]。

在实际操作中,并不总是能达到散式流态化,这就会导致颗粒在床层中不均匀分布,流化质量下降。因此,脉冲风速的选取,在一定程度上决定了床内流化质量的好坏。

2.5 颗粒粒径

小粒径颗粒更易流态化,这是由于粒径越小,比表面积越大,相同气流对其作用的相对表面力就越大,更容易被脉冲气流带起来移动[19]。因此当输入一定能量的脉冲气流时,小粒径颗粒更容易被气流带动起来形成流态化状态。但是,由于粒径较小的颗粒流化时易产生扬析,因此,需要调整脉冲气流来降低扬析。有关实验发现,脉冲频率适当时,扬析量可减少23%左右[25]。

3 展望

20世纪60年代至今,脉冲流化床的研究已有近50年的历史,研究者们在脉冲发生装置、脉冲气流、气固流动状态、床层传热性能等方面进行了广泛的研究。但从国内外的研究现状看,极少有高温状态下脉冲流化床流动特性的研究,而脉冲流化床干燥器干燥颗粒性能的好坏取决于高温下床内的气固流动状态;另外,脉冲流化床气固流动特性实际上是在多因素共同作用下的结果,而国内外的研究只考虑单因素变化对脉冲流化床流动特性的影响而缺乏多因素共同作用的研究结果。因此,高温下温度对脉冲流化床的气固流动特性影响和综合考虑多因素共同变化对脉冲流化床气固流动特性的影响还有待进一步研究。

4 结论