流体特性

流体特性（精选九篇）

流体特性 篇1

电厂的热力系统中, 锅炉供给汽轮机蒸汽的管道, 蒸汽管间的连通母管, 通往用汽设备的蒸汽支管等称为主蒸汽管道[1]。主蒸汽管道属于压力管道的范畴, 其特点是:输送介质流量大, 参数高, 用的金属材料质量高, 对发电厂运行的安全性、可靠性、经济性影响大。由于主蒸汽管道破坏的危害巨大, 对主蒸汽管道弯管开展研究工作具有十分重要的意义。

1 具体工况

本文选取某火电厂8号锅炉主蒸汽管道弯管为研究对象, 该机组的额定功率为300MW, 锅炉型号为DG640—100/540, 弯管内径277mm, 壁厚为24mm, 弯曲半径为277mm, 实际运行的水蒸汽参数为540℃, 10MPa, 额定蒸汽流量为640t/h, 弯管入口处流体流速为52.82m/s。

2 弯管内流场坐标系的建立

弯管内流场建立的坐标系:沿弯管轴线方向角度变化为α, 定义入口处为α=0°截面, 出口处为α=90°截面。在横截面上环向角度为β, 定义弯管对称面凹边壁为β=0°, 弯管凸边壁为β=180°。

3 FLUENT 数值模拟结果

3.1 数值模拟基本假设

运用FLUENT软件进行模拟时, 由于流体的实际流动非常复杂, 但为了满足数值求解的可行性, 必须对实际模型进行一定的简化[2]。因而在分析问题的允许计算误差范围内, 对实际模型做以下基本假设:对于水蒸汽, 其密度较小, 因而计算中不考虑流体重力的影响;流体流动的物理量不随时间变化, 此流动为定常流动;水蒸汽为粘性牛顿流体, 即动力粘度恒定;管道内壁面光滑。

3.2 FLUENT 模拟结果

3.2.1 弯管内流体压力分布规律

弯管内流体压力分布呈现出不均匀性:弯管凸面处压力增大, 形成高压区域;凹面处压力减小, 形成低压区, 在同一轴向横截面内沿环向产生压力差。

3.2.2 弯管壁面处流体压力沿截面环向的分布规律

利用FLUENT软件将各压力值的离散值提取, 绘制出图1所示的各轴向横截面上流体压力随环向角度变化的分布规律, 这里只取5个典型的截面进行分析。从图中可以看出:

(1) 随着弯管轴向角度的增大, 流体的转向作用增强, 在弯管轴向角度α>45°的截面, 凹面附近流体压力迅速减小, 而凸面流体压力升高, 即沿环向壁面流体压力梯度增大, 表现为图中压力变化曲线斜率增大;流体进入弯管轴向角度°的截面, 弯管转向作用减弱, 凹面附近流体压力增大, 凸面流体压力降低, 沿环向壁面流体压力梯度减小, 表现为图中压力变化曲线斜率减小。

(2) 所谓危险截面是指弯管上最大流体压力和最大压力差所处的轴向截面位置。由模拟数据可知, 最大流体压力处于轴向α=45°截面环向位置为β=180°, 为10031420Pa;最小压力值处于轴向α=45°截面环向位置为β=0°, 为9932622Pa, 且最大压力差也位于轴向α=45°截面, 压力差为98520Pa。

3.3 沿弯管截面环向流体压力分布拟合公式

从图1中可以看出, 各轴向截面上流体压力沿截面环向角度的分布类似指数曲线, 于是可令:ΔP=P-P0= (aecosβ+b) ρν2, 拟合得出系数a、b的值[3]。以上分析可知:弯管轴向α=45°截面为最危险截面, 由上式得出最危险截面压力拟合公式:

式中:P为弯管壁面流体压力 (Pa) ;P0为工作压力 (Pa) ;ρ为蒸汽密度 (kg/m3) ;β为截面环向角度, 0o≤β≤180o;ν为弯管入口处流体流速 (m/s) 。

该曲线拟合公式只针对本文中的主蒸汽管道90°弯管的工况。

将压力拟合值与FLUENT模拟离散值对比, 误差绝对值不超过0.06%, 因此该拟合公式用于后续弯管应力分析。

4 结论

本文以火电厂主蒸汽管道为工程背景, 分析了弯管壁面的流体压力分布规律, 得到以下结论:

(1) 对于90°弯管, 轴向α=45°截面为最危险截面, 因此, 在弯管的设计计算和强度分析时, 该截面位置应重点关注。

(2) 给出了最危险截面上弯管内壁面流体压力P随弯管入口处流体流速ν和β 变化的曲线拟合公式, 可以为弯管强度分析和结构设计提供可靠数据。

参考文献

[1]郭志成.高压高温蒸汽管道管理[M].北京:机械工业出版社, 1975.

[2]王福军.计算流体动力学分析—CFD软件原理与应用[M].清华大学出版社, 2004.

流体特性 篇2

微通道内流体流动及换热特性的数值分析

采用Navier-Stokes方程与滑移边界条件联立的理论分析模型,对等壁温、等热流及无温度梯度工况下,气体在微通道中的.流速分布、阻力系数变化趋势(Cf・Re)和传热特性(努塞尔数)进行了数值研究.结果表明:气体稀薄效应可显著减小管内的摩擦阻力和努塞尔数,增大气体流速;壁面的速度滑移和温度跳跃对微圆管内换热特性的影响相反,温度跳跃的影响更大;等热流加热与等壁温加热两种情况下,努塞尔数随克努森数的变化趋势明显不同.

作 者：张力 闫云飞 高振宇 Zhang Li Yan Yunfei Gao Zhenyu 作者单位：重庆大学,重庆,400030刊 名：中国机械工程 ISTIC PKU英文刊名：CHINA MECHANICAL ENGINEERING年，卷(期)：18(16)分类号：O35关键词：微通道 速度滑移 温度跳跃 克努森数 努塞尔数

流体特性 篇3

我们首先利用CATIA软件建立某增压汽油机进气道-气门-缸内系统的三维物理模型, 然后利用流体流动数值模拟软件FIRE对该汽油机进气系统的流体流动进行研究。

1 流体流动和传热的控制方程

连续性方程为:

动量方程为:

能量方程为:

流体状态方程为:

上述四组方程中:

式中, u, v, w为流体在x, y, z坐标方向上的速度分量;为r流体密度;流m体的动力粘度;i为流体内能;为l容积粘度;k为流体的导热系数;T为温度;p为压力;SMx, SMy, SMz为流体源;S T为热源。

在内燃机进气过程中, 进气道及缸内流体的流动是伴有传热的瞬态可压缩黏性紊流运动, 直接求解上述方程难度很大, 工程上常采用Reynolds时均方程法中湍流粘性系数法, 增加标准k-ε双方程紊流模型来求解。

紊动能耗散率方程为:

紊动能方程为:

式中, σε称为紊流动能耗散率Prandtl数, Cμ, σk, σε, C 1, C2, 为经验常数, 计算和实验中取得较一致结果的一组数据为Cμ=0.09, C1=1.44, C2=1.92, σk=1.0, σε=1.3。

由于k-ε模型不适用于近壁区域流场的计算, 为解决近壁区域流场的计算问题, 将近壁的第一个内节点布置在湍流区, 而壁面到第一个节点间的流场参数变化情况用壁面函数法表示。即按照流体力学理论, 固体壁面附近流体的流速从壁面上的零速度变化到主流速度的变化规律为:若主流为层流流动, 这一变化规律为线性变化;若主流为紊流, 速度的变化符合对数的变化规律。以上微分方程的求解用有限体积法[6]。

2 几何模型的建立

所模拟汽油机的基本参数见表1。

该汽油机的进气过程从360°排气门关闭到582°进气门关闭, 无气门叠开, 所以在进气过程中排气门一直关闭, 因此利用CATIA建立的几何模型可以省去排气门和排气道的部分, 见图1。

3 网格划分

将CATIA_Part文件按照适当的3D精度另存为stl格式文件, 并将其导入到FIRE软件中划分表面网格, 见图2。我们对发动机气缸—进气门—进气道整体模型未进行简化, 因此, 进、排气门和进、排气门座区域的网格划分比较复杂。另外, 为了对缸内的流体运动作瞬态分析, 我们要模拟气门和活塞的实际运动, 则需要在FIRE软件中创建动网格, 360°和540°的动网格截图分别见图3和图4。

4 边界条件的设置

程序计算所需的主要边界条件如下:进气道入口处的质量流量、进气道入口处的温度及进气门的升程曲线, 分别见图5、图6、图7。

5 模拟计算结果和分析

5.1 进气道内瞬时温度和压力的变化曲线

进气道内瞬时温度的变化曲线见图9。从图中可以看出:进气道内的温度, 在进气刚开始时出现一小段波动, 之后便一直呈上升趋势。因为进气道温度的变化, 除了受缸内传热的影响之外, 还与进气道内的湍流运动密切相关。这一点可以从图8与图9变化趋势的比较看出。进气道内湍流形成的原因主要有三方面:气流平均速度较大, 雷诺数较高;进气道内腔结构不规则;气门阀盘的阻挡。综合考虑以上三方面的影响因素, 抑制湍流最合理的办法是:优化进气道内腔的结构。

进气道内瞬时压力的变化曲线见图10。由于进气道内的温度不断上升, 而进气道内腔的容积不变, 所以进气道内的瞬时压力不断增加。

5.2 缸内瞬时温度和压力的变化曲线

缸内瞬时温度的变化见图11。从图中可以看出:360~500℃A的曲轴转角范围内, 缸内的温度下降较快, 从950 K下降到了600 K左右。这一方面受到气缸内壁传热作用的影响, 另一方面也受到新鲜充量冷却作用的影响。在500℃A以后, 随着进气质量流量的减小和进气道温度的上升, 缸内温度下降的速度变慢, 到进气结束时, 温度下降的趋势基本停止。

缸内瞬时压力的变化见图12。缸内瞬时压力的变化与新鲜充量质量流量的变化规律以及活塞的运动规律有密切的关系。进气过程刚开始时, 活塞位于上止点, 沿气缸轴线向下的加速度最大, 使气缸容积突然增大, 而此时由于气门升程较小, 进气流量很小, 新鲜充量并不能及时充满新增加的气缸容积, 所以缸内的压力在360~380℃A曲轴转角范围内减小。随着进气流量的增大, 新鲜充量基本能够及时充满新增加的气缸容积, 所以缸内的压力在380~390℃A的范围内基本不变。此后, 进气流量进一步加大, 而活塞运动的速度减小, 所以缸内的压力从390℃A以后开始持续上升。当活塞运行到下止点后, 虽然进气流量开始减小, 但是活塞上行压缩缸内的气体, 导致缸内压力的继续上升。

6 结论

在进气过程中, 缸内瞬时温度和压力的变化, 主要受到气缸内壁和新鲜充量的传热、新鲜充量的质量流量以及活塞运动的影响。进气道内瞬时压力的变化与进气道内瞬时温度的变化有关, 而进气道内瞬时温度的变化主要受进气道内湍流强度的影响。因此, 相比较而言, 要改善该汽油机的充气效率, 最合理的措施是优化进气道的形状, 尤其是进气门导管凸台处, 避免气道截面突变, 以抑制进气道内湍流的发展。

参考文献

[1]周海磊.柴油机进排气过程的三维数值模拟[J].内燃机车, 2008, (6) :12-15.

[2]Shigeki sugiura.Numerical Analysis of Flow in the Induction system of Internal Combustion Engine[C].SAE, 900255, 1990.

[3]Wolf Bauer.John.B.Heywood.Flow Characte-ristics in Intake Port of Spark Ignition Engine Investigated by CFD and Transient Gas Temperature Measurement[C].SAE, 961997, 1996.

[4]Batehelor G.K.An introduction of fluid dynamics[M].北京:机械工业出版社, 2004.

[5]常思勤.汽车发动机气道流动模拟的数学模型与数值算法[J].武汉汽车工业大学学报, 1996, 4 (8) :1-4.

流体特性 篇4

端面流体膜密封的浮环半频摆动自振特性是其一种固有属性,类似于径向流体膜轴承中的“半速涡动”.基于流体流动连续性原理,对端面流体膜密封角向摆动自激振动的`产生及其半频特性的机理提出了一种简化力学的阐释.

作 者：徐万孚 刘雨川 王之栎 沈心敏  作者单位：徐万孚(沈阳工业学院润滑技术研究中心,沈阳,110015)

刘雨川(清华大学)

流体特性 篇5

大型发电机定子径向通风沟内的流体流动特性的准确获取是对发电机定子温度分布特性进行准确研究的必要保证, 但是在以往的电机内温度场的数值研究中, 为了简化或者降低研究难度, 采用假设定子通风沟内的流体流速的分布沿定子径向线性分布的做法 (即假设通风沟内无绕流性质的线棒的存在) , 这样将无法考虑到流体流速微观分布特性变化对定子传热特性的影响情况。因此, 从此角度出发, 采用流体力学的基本理论对大型发电机定子径向通风沟内的有无绕流性物体的流体流动特性进行数值研究, 进行分析比较, 以期为电机定子乃至整体结构的温度分布进行更为准确地研究。

1 有无绕流性物体的流体场求解模型及定解条件

1.1 流体场求解的数学模型

当采用紊流两方程模型求解流体的问题时, 控制方程组包括质量守恒方程、动量守恒方程、能量守恒方程、k方程和ε方程以及紊流粘度定义式。虽然从方程的数量以及方程的规模上看方程显得很复杂, 但是从方程的结构上来说, 每一个方程都可以表示成以下通用的矢量形式, 即通用的控制方程式为[2]

undefined

式中, ϕ为通用变量, 可以代表u、v、w、T等求解变量;Γ为广义扩散系数;S为广义源项。

对于特定的方程, ϕ、Γ和S具有特定的形式, 给出了三个符号与各特定方程的对应关系[2]。

对于所有控制方程都可经过适当的数学处理, 将方程中的因变量、时变量、对流项和扩散项写成标准形式, 然后将方程右端的其余各项集中在一起定义为源项, 从而化为通用微分方程, 只需要考虑通用方程的数值解, 写出求解方程的源程序, 就足以求解不同类型的流体流动。对于不同的ϕ, 只要重复调用该程序, 并给定Γ和S的适当表达形式及适当的初始条件和边界条件, 便可求解。

1.2流体场基本假设以及求解物理模型

以龙羊峡320 MW水轮发电机为例, 该发电机所采用的为单路通风方式, 并且可知发电机定子内的流体流动属于不可压粘性紊流流动, 可采用有限体积元法对发电机定子径向通风沟内的绕流性流场进行数值计算。为了简化计算假设流体流速沿轴向不发生变化, 轴向流速对径向以及周向流速的贡献作用很小, 并且流体以水平方向 (即平行于径向通风沟) 进入径向通风沟的。基本假设如下[3,4,5,6]:

a.由于电机中流体的雷诺数很大, 属于紊流, 因此采用紊流模型对电机径向通风沟内的流场进行求解;

b.在采用大气压下空气冷却大型同步发电机中, 忽略浮力和重力;

c.电机内流场中, 流体流速远小于声速, 即马赫数很小, 故把流体作为不可压缩流体处理;

d.槽楔近似当作与槽同宽, 由于只研究电机定子径向通风沟内流体流速的稳定状态, 即定常流动, 因而方程不含有时间项。

电机径向通风沟的流体的流动以及传热是在非常复杂的情况下进行的。虽然通风沟与气隙垂直相交, 形状看起来比较简单, 但由于通风沟的连接、粗糙的表面、狭窄的入风口、通风槽钢的弯曲、截面的突变和相当短的长度, 特别是进入电机通风沟中气体一部分由转子经气隙流入通风沟内, 这部分气流经过转子离心和科里奥利力的双重作用, 是无周期规律的;另一路气体直接从气隙流入通风沟, 两路气体在通风沟齿顶汇合, 一起绕流过定子线棒冷却定子, 因此通风沟内具有及其复杂的边界条件[3]。在研究定子径向通风沟的结构特点之后, 可以把二维流体场的求解域确定为如图1所示, 图1 (a) 为求解域的剖分图。

其中图1 (b) 是二维定子径向通风沟流体场求解结构图, undefined为定子径向通风沟两壁, undefined分别为定子径向通风沟的入口和出口即定子铁心的内圆和外圆, undefined为线棒周边。

(b) 结构图

由于电机中流体的雷诺数很大, 属于紊流, 因此采用紊流模型对电机内流场进行求解。在采用大气压下空气冷却的大型同步发电机中, 可以忽略浮力和重力的影响;电机内流场中马赫数 (Ma数) 很小, 故可以把流体作为不可压缩流体处理;只研究电机定子径向通风沟内风速的稳定状态, 即定常流动, 方程不含有时间项可以大大简化紊流k-ε数学模型[2]。边界条件:

a.定子通风沟内两侧和轭部通风槽钢外壁表面、上下层铁心段表面和主绝缘外表面为无滑移边界条件, 即undefined。

b.通风沟出口压力为标准大气压, 定子通风沟入风口速度确定[7]。

为了比较绕流性流动与非绕流性流动的区别, 将发电机定子径向通风沟内的线棒取消, 考察此时流体在通风沟内的流动特性。图2 (a) 为无绕流性流动的求解域, 图2 (b) 为求解域的剖分图。且AD为径向通风沟的入口边界, BC为径向通风沟的出口边界。

(b) 剖分图

2 通风沟内有无绕流性物体时流变特性的数值分析

2.1 通风沟内有绕流性物体时流变特性分析

以龙羊峡320 MW水轮发电机为例, 可知在其额定工况下, 径向通风沟的入口风速为14.8 m/s, 且认为流体以水平方向进入定子径向通风沟。采用有限体积元法对二维流场进行计算可得径向通风沟内具有绕流性物体的不可压粘性流体流速分布[8], 如图3为所示。

从图3中径向通风沟内流体流速的分布可知:

a.流体流速沿定子径向高度不均匀分布, 但沿槽中心线对称分布。为了清晰起见, 提取了在定子径向通风沟内不同位置处的流体流速沿径向高度的分布曲线, 如图4所示, 其中曲线1、2和3分别为上半齿、下半齿以及槽中心线所对应处的流体流速沿径向高度的分布。

曲线1和曲线2除了由于求解过程中造成的微小偏差外几乎完全重合, 变化趋势一致, 说明了定子径向通风沟内流体流速沿槽中心线呈对称性分布。同时沿径向来看, 流体流速在通风沟入口到线棒顶部范围内 (纵坐标与线4的范围内) 变化剧烈, 迅速达到较高速度值;但是在通风沟中由于绕流性物体线棒的存在, 使得流道截面缩小, 在流体进入线棒两侧的通风沟后流体流速达到最大值 (线4和线5的区域内) ;随后随着径向高度的增加, 流体流通截面逐渐增大, 流体呈缓慢下降趋势 (线5和线6范围内) ;当达到线棒尾部 (线6处) , 流体流通截面增大, 流速出现快速下降, 随后由于通风沟截面的增加, 流速变化比较平缓, 并且从图3、图4中可以看道, 流体到达通风沟出口区域几乎达到了稳定值。从曲线3的分布规律来看, 从流体进入到通风沟内直到线棒的顶部区域内, 由于流体直射到线棒顶端, 在此区域内流体流速快速下降, 由入射时的14.8 m/s降为0, 在线棒区域没有流体流经;在线棒尾段区域, 由于绕流性流体线棒的存在, 从线棒两侧来流在线棒尾段区域交汇, 相互作用使流体流动状态呈现涡流, 同时也增加了风量的损失。

从图3中的放大图可以更加明显地看出, 从槽中心线的流速分布呈现流体流速变化的“波动”现象, 可见在图4所示的流速波动区域内的波谷位置冷却效果将降低。

总体而言, 定子径向通风沟内流体流速沿径向的分布, 呈现明显的非线性, 在定子的齿部以及轭部区域, 流速沿径向高度也有很大的变化。所以在以往的温度场求解过程中, 假设流体流速沿定子径向线性分布或者在定子齿部以及轭部区域内分别平均的做法是不合理的。

b.流体流速在周向上分布不均匀, 相同径向高度处流速沿周向有很大变化, 但是流体流速在周向的变化沿定子槽中心线对称分布。

齿部区域流速分布如图5所示。在图5中直线1为径向通风沟入口处的流体流速变化, 曲线2～曲线6为齿部沿径向高度4等分位置处流体流速变化。

从图5中可以看出, 直线1处为流体场的入口边界条件, 在通风沟入口处流体流速大小沿周向没有变化。随着流体进入线棒两侧的通风沟后, 由于流体粘性的存在, 在靠近壁面的较小区域内存在边界层, 流体流速在此区域内沿周向发生剧烈的变化。在线棒顶部 (曲线2) 处, 流体处于刚进入线棒两侧风沟的临界位置, 在靠近线棒壁侧以及通风槽钢壁侧变化不大。随后随着径向高度的增加, 不同位置处的流体沿周向变化趋势基本相似, 数值上相应地降低, 但在线棒底部 (曲线6) 后侧存在较小速度, 这是由于虽然在曲线6的位置处于线棒末端的临界位置, 而线棒作为一绕流性物体, 严重地影响了此处的流体速度。

流体流速在通风沟轭部范围内的不同径向高度位置处沿周向的变化, 如图6所示。在该图中曲线1～曲线8分别为将轭部按渐进的原则分段后的不同位置处的流速沿周向的变化 (如图中右侧图所标识) 。

从图6中可以看出, 越接近通风沟出风口侧流体流速变化的越平缓, 则可知绕流性物体对流体流速的影响沿径向高度的增加而减小, 流体流速在线棒底部后侧 (曲线1) 的径向高度上仍然处于线棒尾流的影响下, 在沿周向的分布上出现一定的畸变。

2.2 通风沟内无绕流性物体时流变特性分析

采用有限体积元法对其进行数值求解, 图7为通风沟内无绕流性物体时流场速度分布图。

通过图7通风沟内的流体流速分布图, 并对照图3的发电机定子径向通风沟内有绕流性流体流速分布图可以看出:

a.由于流体进入定子通风沟的速度比较大, 流体都属于粘性紊流流动, 所以在通风沟两侧通风槽钢壁面处都有边界层的存在, 在此区域内流体流速沿周向的变化较大。图8为无绕流性物体的径向通风沟流体流速在不同的径向高度上沿周向的变化曲线 (6条直线将通风沟沿径向高度均分) 。

从图8中可以看出, 流体流速在不同的径向高度上周向速度的变化沿槽中心线呈完全对称分布;由于没有绕流性物体线棒的存在, 流速沿周向没有产生断续现象产生。

b.在无绕流性物体流动状态下, 流体流速沿径向有一定地降低, 但变化很小。

图9为无绕流性物体的径向通风沟内流体流速沿径向的变化曲线 (3条直线将通风沟沿周向4等分) 。

从图9中可以看出, 两侧直线所在的位置上的流体流速沿径向分布几乎重合, 只是在通风沟出口附近略有不同, 这是由于求解过程中剖分单元的不对称性造成的, 同时由于通风沟内没有绕流性物体的存在, 流体流速在径向高度上呈线性分布。槽中心线处的流体流速沿径向也基本呈线性分布, 且相同径向高度上的流体流速比两侧的流速大, 这主要是由于两侧位置上的流体距离两侧通风槽钢壁面较近, 受到通风槽钢壁面边界层流体流动的影响。

无绕流性物体的通风沟内流体的流动, 除了由于流体粘性的作用在通风槽钢壁面附近区域形成边界层流动之外, 基本上流体流速在径向以及周向均可认为是均匀的, 流体流速沿径向以及周向产生剧烈变化的现象并不存在, 这也是有无绕流性物体的流体流动的主要区别。

3 结论

通过对两种情况下发电机径向通风沟内流体沿定子周向以及径向的分布特性进行了比较研究, 得出了一些有益的结论。

a.可以采用相同的手段和方法 (有限体积元法) 对大型发电机定子径向通风沟内有无绕流性物体的流体流动特性进行数值研究。

b.无论径向通风沟内是否具有绕流性物体, 流体流速均沿槽中心线呈对称分布, 同时由于流体粘性的存在, 在壁面处流体流速发生剧烈变化, 形成一边界层。

c.当通风沟内具有绕流性物体存在时, 由于线棒具有分流的作用, 流体流速在此处出现断续现象, 在线棒尾部发生涡流特性, 线棒两侧通风沟内流体流速沿径向以及周向均产生较大变化, 在定子径向通风沟内齿部以及轭部区域流速沿周向变化特性差异较大, 但沿径向高度具有放缓的特点。

d.通风沟内无绕流性物体的状况下, 流体流速沿定子径向以及周向的变化均不大, 并且沿径向高度流速呈线性分布特性, 与传统的假设基本吻合。

e.对大型发电机定子径向通风沟内有无绕流性物体时流体流动特性的分析比较, 可以为大型发电机定子温度场的数值求解提供必要的边界条件, 并且可以根据求解精度要求的不同, 确定相应的流体场的求解模型, 简化计算过程。

参考文献

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[2]陶文铨.数值传热学[M]. (第2版) .西安:西安交通大学出版社, 2004.

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[5]李和明, 李俊卿.电机中温度计算方法及其应用综述[J].华北电力大学学报, 2005, 32 (1) :1~5.

[6]栾茹, 傅德平, 唐龙尧.新型浸润式蒸发冷却电机定子三维温度场的研究[J].中国电机工程学报, 2004, 24 (8) :205~209.

[7]丁舜年.大型电机的发热与冷却[M].北京:科学出版社, 1992.

流体特性 篇6

在蓄能领域, 新型纳米相变材料一直是人们研究的热点。朱冬生[5]、何钦波[6]等分别研究了TiO2-Bacl2-H2O纳米流体和Al2O3纳米流体的蓄冷特性, 认为纳米粒子的加入, 改善了流体的传热性能, 同时抑制了流体的相变过冷度, 缩短了相变时间, 节约了相变能耗。本研究通过取质量分数为0.05%的纳米流体, 施加30~230min不等时间的超声搅拌, 得到不同超声分散时间下的氧化石墨烯纳米流体样品, 测定各样品的粒度分布和Zeta电位, 以及在降温过程中氧化石墨烯纳米流体的过冷度和相变时间, 探讨了超声分散时间对分散性和过冷特性的影响。

1 氧化石墨烯纳米流体分散性测定

取质量分数为0.05%不同超声分散时间的氧化石墨烯纳米流体样品, 分别进行粒度和Zeta电位测定, 实验仪器为纳米粒度及Zeta电位分析仪 (英国NanoZS90) 。实验时依次将样品注入测量仪器的样品池中 (一次1个样本) , 再将样品放入仪器的样品槽中, 按仪器所配备的软件规范操作, 测量完毕保存实验数据。

图1、图2为质量分数为0.05%的氧化石墨烯纳米流体超声分散30min的粒度和Zeta电位分布图, 从图1和图2可知, 纳米流体的粒径主要集中在400~800nm之间, Zeta电位位于-10~5mv之间。为便于分析超声分散时间对纳米流体分散性的影响, 将测量得到的粒径和Zeta电位分布结果分别进行平均化处理, 得到对应超声时间下的平均粒径和平均Zeta电位, 结果见图3。由图3可知, 随着超声分散时间的增加, 平均粒径逐渐减小至150min后趋于稳定, Zeta电位先快速上升后于150min趋于稳定。分散时间为150min时粒径较小, 为16nm, Zeta电位为43mv, 分散时间为230min时, 粒径为14nm、Zeta电位为45mv。

由于超声空化作用[7]在流体内部形成的剪切流, 细化了流体内部的纳米颗粒, 但从实验数据看, 这种细化作用在粒径小于16nm时 (150min) 时效果并不明显。根据DLVO理论[8], 氧化石墨烯纳米流体颗粒表面由于双电层而产生斥力, 斥力与范德华力的相互作用达到静电稳定, 使纳米颗粒在基液中能够长时间保持稳定。颗粒表面Zeta电位绝对值越大, 粒子间的斥力越大, 当足以抵御Brown运动产生的粒子间吸引和碰撞时, 纳米颗粒就能独立的悬浮, 并且保持较大的粒子间距, 小粒径也增加了粒子数量, 使纳米颗粒的分散更均匀。因此, 高Zeta电位, 小粒径条件下, 纳米流体的分散、稳定性更好。对超声150min的氧化石墨烯纳米流体样品静置观察180d, 没有任何聚沉现象, 证实了上述实验数据和结论的正确性。

2 氧化石墨烯纳米流体过冷特性测定与分析

2.1 实验装置与方法

质量分数为0.05%的氧化石墨烯纳米流体;恒温浴槽, 型号为HS-4 (B) , 载冷剂为体积分数50%的乙二醇水溶液, 最低温度可达-15℃;T型热电偶;数据采集仪, 型号为Agent34970A。图4为测试纳米流体过冷度的实验装置原理图。实验时, 将T型热电偶置于样品中, 测量烧杯中样品温度, 数据采集仪对样品温度信号进行采集后传递给计算机进行显示并保存。将恒温浴槽的温度调至-13℃, 待恒温浴槽温度稳定后, 将样品放入浴槽中进行冷却, 打开数据采集系统, 将数据采集时间间隔设置为10s。

1:恒温浴;2:烧杯;3:T型热电偶;4:数据采集仪;5:计算机

2.2 实验结果与分析

图5为质量分数为0.05%的氧化石墨烯纳米流体在不同超声分散时间下的步冷曲线。样品在恒温浴槽中冷却降温, 其中, AB段为液相降温阶段, BC为冰晶形成阶段, CD段为冰晶生长阶段。在冰晶形成阶段, 由于冰晶的形成是放热过程, 在冰晶形成瞬间会放出大量凝结热, 所以会出现BC段的温度阶跃, C、B点间的温度差也被认为是流体的相变过冷度。取图5中各样品的过冷度和相变时间点, 绘成曲线, 见图6。从图5、图6可知, 纳米流体的相变过冷度和相变时间随着超声分散时间先减小后增大, 在超声分散时间为150min时, 过冷度最小, 相变时间最短, 分别为5.2℃和4870s。

上述实验结果可以用相变动力学原理[9]进行分析。冰晶的形成和生长过程, 界面能是增加的, 导致吉布斯自由能随之增加。而理论上只有吉布斯自由能为负值时, 晶核才能自发生长, 所以晶核的出现需要有一定的过冷度。纳米颗粒的加入, 打破了均相成核机制。流体在亚稳态过程中, 晶核将优先在颗粒表面形成, 因为在纳米颗粒表面成核, 所需界面能较低, 临界形核功小, 因而可以在过冷度相对较小的条件下形成有效晶核。纳米颗粒粒径较大时, 单个颗粒表面可能出现多个晶核。随着分散时间的增加, 粒径减小, 颗粒数增多, 冰晶形成的几率增加, 所以必需的成核功减小, 过冷度也就相应减小。但是当粒径过小时, 颗粒表面可能的成核点减少, 甚至在纳米颗粒表面难以形成有效晶核, 因此成核率得到抑制, 过冷度反而有所增加。

3 结论

(1) 对质量分数为0.05%的氧化石墨烯纳米进行了30~230min不等时间的超声分散, 较长超声分散时间条件下, 氧化石墨烯纳米流体的粒径更小, Zeta电位更高, 即分散性更好。但分散时间在150min后粒径和Zeta电位大小趋于稳定。

(2) 超声分散时间是影响氧化石墨烯纳米流体过冷特性的重要因素, 随着超声分散时间的增加, 过冷度和相变时间先减小后增大, 在超声时间为150min时, 过冷度相对较小, 相变时间也较短。

参考文献

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[8]Hoek E M V, Agarwal G K.Extended DLVO interactions between spherical particles and rough surfaces[J].Journal of Colloid and Interface Science, 2006, 298 (1) :50-58.

流体特性 篇7

关键词：MC-ROV,模态切换,Fluent,水动力性能

0引言

带缆遥控水下机器人(ROV)是一种靠脐带缆来供应能源和交换信号的无人潜器,具有机动灵活、动力充沛、作业深度大、续航力强和环境适应性强等特点, 广泛应用于水下监察、海洋平台的安装与维修等作业, 已经成为水下结构安全检测及维护的重要装备。

研发ROV需首先建 立其运动 与动力学 数学模型,其水动力系数的获取是数学建模的关键,一般的求取方法有:理论或经验公式、操纵性试验和CFD数值模拟。经验公式法常基于几何形体理论计算,或通过大量的船模试验数据分析修正得出的公式估算出水动力系数[1],该法求解快速,但准确性依赖于所积累的数据。操纵性试验是求取水动力系数的唯一可靠且相对精确的方法,但成本较高、周期较长且对试验设备要求较高,不利于小成本ROV的开发研制。基于CFD技术的数值计算成本低、不需要增加测试传感器、不考虑缩尺比、无加工误差或操作误差等因素对水动力求解的影响,能够获取大量的水动力信息,逐渐成为研发者较为青睐的方法之一,相比于其他两种方法,CFD技术更适用于设计初期水动力系数的求取。

1水下机器人模型

1.1实体样机

1.1.1MC-ROV系统

本文研发的MC-ROV系统分水面控制系统和水下潜航体两部分,两者通过脐带缆连接实现信号、能源的传输。水面控制系统包括电源和上位机软件,上位机软件由软件按钮、键盘、鼠标和操控摇杆控制,可实时显示水下传感信息和视频信息。水下潜航体包括水下控制器、传感装置、潜浮装置、吸附装置和推进装置。 水下控制器可以控制动力装置或接收传感信息并上传;传感装置包括水下摄像机、水下照明灯、深度传感器和惯性导航装置;潜浮装置为两个垂向导管螺旋桨推进器,浮游时,两个纵向推进器可以驱动导管螺旋桨,爬行时,两个纵向推进器可以通过传动盒驱动小车轮和清污滚轮同步同向同速旋转;中部吸附导管螺旋桨为吸附装置,亦可驱动模态切换模块进行模态切换, 改变纵向推进器的动力作用点。完整的MC-ROV系统如图1所示,MC-ROV的关键技术指标见表1。

1-脐带缆;2-水下潜航体;3-电源模块; 4-PC机(上位机控制软件);5-鼠标;6-控制手柄

1.1.2水下潜航体

图2为水下潜航体结构示意图。载体框架作为搭载基础,是螺栓连接的钢制矩形框架;浮体安装在载体框架的上部,3个大圆孔为推进器的导流通道;载体框架前部安装有从动轮模块、控制舱、驱动舱、视觉照明模块;载体框架中层首尾对称安装两个垂向推进模块; 纵向推进模块左右对称安装在载体框架的两侧;模态切换模块安装在载体框架的中部;两个爬行清污模块左右对称安装在载体框架的尾部下层两侧。

1-载体框架;2-浮体;3-垂向推进模块;4-视觉照明模块; 5-驱动舱;6-从动轮模块;7-控制舱;8-纵向推进模块; 9-模态切换模块;10-爬行清污模块

1.2ROV系统坐标系

本文选取国际水池会议(ITTC)推荐的以及造船和轮机工程学 会 (SNAME)术语公报 推荐的坐 标系统,如图3所示。有3个坐标系:固定坐标系E-ξηζ, 其原点固定在母船上;运动坐标系G-xyz固连于水下机器人,随其一起运动,其原点与水下机器人重心重合;缆绳局部坐标系O-tnb固连于缆绳微段,随缆绳微段一起运动。3个坐标系按照惯例一律采用右手系[2]。

1.3计算模型与网格划分

将实体样机等比例虚拟模型简化,得到本文的计算模型,全长1 000mm,宽500mm,高500mm,如图4所示。采用长方体计算区域,沿ROV左右两侧取3.5倍体长,上下两侧取3.5倍体长,纵向取11倍体长,其中首向3.5倍体长,尾向7.5倍体长,如图5所示。采用分块混合网格划分,即将本体放置于球形域内,采用非结构网格划分;从球到正方体区域内,采用“O型”网格进行划分,正方体与外围网格对接,采用结构网格划分,网格总数为1 023 325[3]。

2水动力特性研究

2.1水平直航水动力特性[4,5]

取上游边界为速度入口(velocity inlet),下游边界为自由出口 (outflow),周围边界 和计算模 型为固壁 (Wall)。湍流模型为标准κ-ε模型,采用SIMPLE算法求解压 力速度耦 合方程组。 离散的代 数方程用Green-Gauss Cell Based法求解。对流项中压力采用Standard方式差值,采用一阶迎风格式离散动量、湍动能、湍动耗散 率。 取来流速 度分别为0.2 m/s、 0.4m/s、0.6 m/s、0.8 m/s、1.0 m/s、1.2 m/s、 1.4m/s和1.63m/s。

表2为利用计 算流体力 学软件Fluent得到的MC-ROV不同航速下阻力特性的计算 结果。由表2可以看出,由于ROV的框架形式,其黏压阻力占总阻力的比重较大。直航时总阻力变化曲线如图6所示, 垂向力曲线如图7所示,俯仰力矩曲线如图8所示。

由于本体结构复杂,上下结构不对称,水下机器人直航时受到垂向向下的作用力,并随着流速的增加而变大;水下机器人直航时俯仰力矩较小,对其航行稳定性影响较小。

2.2斜航时水动力特性

2.2.1水平斜航水动力数值计算

取来流速度分别为0.6m/s、0.8m/s和1.0m/ s,漂角β分别为0°、2°、4°、6°、8°和10°,利用计算流体力学软件Fluent计算水下机器人水动力性能。图9~ 图11分别为ROV水平斜航时的纵向力、横向力及垂向力随着漂角的变化曲线。

由图9~图11可以看出,当水下机器人斜航时, 受到的纵向阻力随航速增加而明显变大,同一航速的纵向力变化不大,表明较小的横向海流对水下机器人的纵向阻力影响不大,这是因为水下机器人是开架式结构,载体框架上零件的布置没有规律,导致漂角变大时其迎流面积变化不大;横向力方向向右,随航速增加而变大,同一航速下横向力随漂角增加而明显变大,水下机器人操控运动应考虑横向海流对主航向的影响; 垂向力方向向下,随航速增加而变大,同一航速下垂向力随着漂角增加变小。

2.2.2垂直斜航水动力数值计算

取来流速度分别为0.6m/s、0.8m/s和1.0m/ s,攻角τ分别为-10°、-8°、-6°、-4°、-2°、0°、2°、4°、 6°、8°和10°,利用计算流体力学软件Fluent计算水下机器人的水动力性能。由于水下机器人上下不对称, 所以垂直斜航计算了攻角从负(水流从上侧斜向进入) 到正(水流从下侧斜向进入)的情况。攻角为负时,取上侧边界和前侧边界为速度入口(velocity inlet),下侧边界和后侧边界为自由出口(outflow);攻角为正时, 取下侧边界和前侧边界为速度入口(velocity inlet),上侧边界和后侧边界为自由出口(outflow)。图12~图14分别为ROV垂直斜航时的纵向力、垂向力及俯仰力矩随攻角的变化曲线。

ROV在对有一定倾斜角度的壁面进行清污作业前,需调整纵摇角以贴近目标壁面实现模态切换,垂直斜航状态的数值模拟可为上述作业提供参考依据。由如图12~图14可以看出,水下机器人垂直斜航时,纵向力方向向后,随航速增加而明显变大,一定航速下纵向力随攻角变化不大;在一定范围内,垂向力随航速增加而增加,同一航速下随攻角的增加而明显增加,且负攻角对其影响较大,这是由于水流从上侧斜向进入时迎流面为面积较大的浮体;俯仰力矩随航速增加而增加,同一航速下随攻角的增加而明显增加。垂直斜航的计算结果对模态切换作业时水下机器人的操控有一定指导意义。

3结论

流体特性 篇8

基于气体流化铀核燃料颗粒的流化床核反应器近几年来引起了极大的关注, 原因在于流化床具有较高的对流换热系数和较大的热传导表面积以及较好的混合特性[1]。由于在流化过程中气体和颗粒之间混合均匀, 提高了气固两相的接触效率, 从而增加了传热能力, 床层内的温度分布比较均匀[2,3], 避免堆芯烧毁[4]。

图1表示喷动床核反应器内流体流动的结构示意图。反应堆堆芯内存储一定量的燃料球颗粒, 氦气作为冷却剂。气体由反应堆底部进入, 流过燃料球颗粒, 形成高温气体, 最后由反应器顶部送出。当气体速度超过颗粒的临界流化速度时, 堆芯内燃料球颗粒被流化。因此, 反应堆的反应特性、反应堆核的均匀度及热传导过程都与反应堆内气体颗粒两相动力特性密切相关。本文采用气体与颗粒双流体模型, 考虑两相相间作用以及基于颗粒动理学理论考虑颗粒之间碰撞作用产生的动量和能量传递和耗散, 数值模拟喷动床核反应器内的流体动力特性, 分析反应器结构的变化、摩擦应力模型等对喷动床核反应器内流体动力特性的影响。

1 数学模型

为了简化喷动床核反应器内气体和颗粒流动计算, 假设: (1) 燃料颗粒为球形, 直径为常数; (2) 气体和燃料颗粒无反应, 流动为等温流动过程。将燃料颗粒和气体都作为连续介质, 两者相互渗透组成双流体系统, 在欧拉坐标系下考察流体与颗粒的流动。在气体相与颗粒相之间需要考虑气体与颗粒的相互作用, 同时还需要考虑燃料球颗粒之间碰撞所产生的相互作用。气体-燃料球颗粒满足质量守恒、动量守恒和能量守恒原理。

1.1 连续方程和动量方程

对于等温气固两相流动过程, 连续性方程可以表示为:

气相连续方程

$\frac{\partial }{\partial t}(\rho {}_{\text{g}}\epsilon {}_{\text{g}})+\nabla \cdot (\rho {}_{\text{g}}\epsilon {}_{\text{g}}u{}_{\text{g}})=0$ (1)

固相连续方程

$\frac{\partial }{\partial t}(\rho {}_{\text{s}}\epsilon {}_{\text{s}})+\nabla \cdot (\rho {}_{\text{s}}\epsilon {}_{\text{s}}u{}_{\text{s}})=0$ (2)

式中 εg、εs——空隙率和颗粒相体积浓度;

ρg、ρs——气相和颗粒相密度, kg/m3;

ug、us——气相和颗粒速度, m/s。

气相动量守恒方程

由于需要考虑气体与燃料球颗粒之间的相互作用, 可表示为

式中 g——重力加速度, m/s2;

p——气相压力, Pa;

β——是气固两相间的曳力系数;

τg——气相应力张量。

$\tau {}_{\text{g}}=\mu {}_{\text{g}}[\nabla u{}_{\text{g}}+(\nabla u{}_{\text{g}}){}^{{\rm T}}]-\frac{2}{3}\mu {}_{\text{g}}(\nabla \cdot u{}_{\text{g}}){\rm I}$ (4)

式中 μg——气相动力粘度, Pa·s;

I——单位向量。

颗粒相动量守恒方程

除了需要考虑气体与颗粒之间的相互作用外, 还需要考虑颗粒相互碰撞产生的作用力

$\frac{\partial }{\partial t}(\epsilon {}_{\text{s}}\rho {}_{\text{s}}u{}_{\text{s}})+\nabla \cdot (\epsilon {}_{\text{s}}\rho {}_{\text{s}}u{}_{\text{s}}u{}_{\text{s}})=-\epsilon {}_{\text{s}}\nabla p+\beta (u{}_{\text{g}}-u{}_{\text{s}})+\nabla \cdot \tau {}_{\text{s}}+\epsilon {}_{\text{s}}\rho {}_{\text{s}}g(5)$

式中 τs——固相应力张量, 由颗粒动理学方法固相应力可表示为[5,6]

式中 λs——颗粒相表观粘度, Pa·s;

ps——颗粒相压力, Pa;

μs——颗粒相动力粘度, Pa·s;

ps和μs由动力-摩擦应力模型确定。

$\lambda {}_{\text{s}}=\frac{4}{3}\epsilon {}_{\text{s}}\rho {}_{\text{s}}d{}_{\text{s}}g{}_0(1+e)\sqrt{\frac{\Theta }{\pi }}$ (7)

1.2 动力-摩擦应力模型

在高浓度气固两相流中, 颗粒相互作用受两种不同机制的共同控制: (1) 颗粒非弹性碰撞产生动量交换而形成快速剪切作用; (2) 颗粒间动量交换是由颗粒接触产生摩擦而引起应力的缓慢剪切作用。在高颗粒浓度区域, 颗粒间通过紧密接触与其它颗粒相互作用, 使得颗粒相流体动力特性同时受颗粒碰撞形成的应力和颗粒滚动-滑动接触形成的应力的协调和控制;在低颗粒浓度区域, 颗粒间碰撞产生的应力占主要地位。

根据Savage[7]假设颗粒应力张量τs为动力应力张量和滚动-滑动摩擦应力张量之和, 即

τs=τk+τf (8)

采用Guenther[8]人提出的滚动-滑动摩擦应力模型, 则颗粒粘度由动力剪切粘度μkinetic和摩擦剪切粘度μfriction组成, 即

μs=μkinetic+μfriction (9)

其中, 颗粒动力剪切粘度可由颗粒动理学理论确定

$\mu {}_{\text{s}}=\frac{4}{5}\epsilon {}_{\text{s}}^2\rho {}_{\text{s}}d{}_{\text{s}}g{}_0(1+e)\sqrt{\frac{\Theta }{\pi }}+\frac{10\rho {}_{\text{s}}d{}_{\text{s}}\sqrt{\Theta \pi }}{96(1+e)g{}_0}\left[1+\frac{4}{5}\epsilon {}_{\text{s}}(1+e)g{}_0\right]{}^2(10)$

采用Syamlal等[9]提出的稠密气固两相系统中颗粒摩擦剪切粘度模型。因此颗粒相粘度计算模型为

$\mu {}_{\text{s}}=\frac{4}{5}\epsilon {}_{\text{s}}^2\rho {}_{\text{s}}d{}_{\text{s}}g{}_0(1+e)\sqrt{\frac{\Theta }{\pi }}+\frac{10\rho {}_{\text{s}}d{}_{\text{s}}\sqrt{\Theta \pi }}{96(1+e)g{}_0}\left[1+\frac{4}{5}\epsilon {}_{\text{s}}(1+e)g{}_0\right]{}^2+Fr\frac{(\epsilon {}_{\text{s}}-\epsilon {}_{\text{s},\min }){}^n\sin \phi }{(\epsilon {}_{\text{s},\max }-\epsilon {}_{\text{s}}){}^p\sqrt{{\rm I}{}_{2D}}}(11)$

式中 εs, max、εs, min——填充颗粒浓度和临界颗粒浓度;

Θ——颗粒温度, (m/s) 2, Θ=u′2/3;

u′——颗粒脉动速度, m/s;

n、p和Fr——与颗粒材料物性有关的经验系数;

e——颗粒非弹性碰撞恢复系数;

ds——颗粒直径, m;

go——颗粒径向分布函数;

φ——内摩擦角, (°) , 对于玻璃珠, 颗粒参数n、p和φ分别为2.0、5.0和28.5°;

I2D——应变率张量第二不变偏量。

颗粒压力ps表示由于颗粒非弹性碰撞等相互作用引起的正应力。在高颗粒浓度下颗粒压力除了考虑颗粒碰撞产生的动力应力外, 还需要考虑颗粒滚动-滑动摩擦作用的贡献。颗粒动力应力分量可由颗粒动理学理论确定, 颗粒间滚动-滑动摩擦产生的正应力可由Johnson[10]等提出的滚动-滑动摩擦应力模型计算, 则颗粒压力可表示为

$p{}_{\text{s}}=\epsilon {}_{\text{s}}\rho {}_{\text{s}}[1+2(1+e)\epsilon {}_{\text{s}}g{}_0]\Theta +Fr\frac{(\epsilon {}_{\text{s}}-\epsilon {}_{\text{s},\min }){}^n}{(\epsilon {}_{\text{s},\max }-\epsilon {}_{\text{s}}){}^p}$

其中, Fr与颗粒材料有关的经验常数。对于玻璃珠颗粒, 经验系数Fr为0.05。颗粒温度Θ可按固相脉动能量守恒方程确定

$\frac{3}{2}[\frac{\partial }{\partial t}(\epsilon {}_{\text{s}}\rho {}_{\text{s}}\Theta )+\nabla \cdot (\epsilon {}_{\text{s}}\rho {}_{\text{s}}\Theta u{}_{\text{s}})]=(-\nabla p{}_{\text{s}}{\rm I}+\tau {}_{\text{s}}):\nabla u{}_{\text{s}}+\nabla \cdot (k{}_{\text{s}}\nabla \Theta )q{}_{\text{s}}-\gamma {}_{\text{s}}+\phi {}_{\text{s}}(12)$

其中I是单位向量, ks是颗粒相热传导系数, γs是颗粒脉动能耗散率, φs是气体与颗粒间脉动能交换, 它们分别为

式中e———颗粒非弹性碰撞恢复系数;

ds——颗粒直径, m;

g0——颗粒径向分布函数。

$g{}_0=\frac{3}{5}\left[1-\left(\frac{\epsilon {}_{\text{s}}}{\epsilon {}_{\text{s},\max }}\right){}^{1/3}\right]{}^{-1}$ (16)

1.3 相间动量交换

相间动量交换系数 表达式为[11]

1.4 计算条件

采用带有倒锥体的喷动床核反应器结构如图1所示, 其反应器的几何尺寸借鉴Pain等[12]的流化床核反应器结构, 在模拟的反应器内假设流动为轴对称。Pain等[12]采用的冷却流体为氦气, 流化床核反应器的运行压力为6 MPa, 模拟计算时的冷却氦气密度为0.1625 kg/m3, 核燃料颗粒直径和颗粒密度分别为25 mm和1920 kg/m3。

1-支撑结构;2-压力机;3-进口;4-燃料室流化床;5-壳体;6-反应堆芯;7-环型通道

模拟计算采用商业软件Fluent6.3, 控制方程组的求解采用有限体积法, 压力-速度耦合采用SIMPLE方法[13]。计算时间长度为20 s, 计算时间间隔为0.001 s。计算入口处, 给定入口轴向气体速度u in, 径向速度为零;在壁面处采用无滑移条件;出口条件, 取充分发展的管流条件$\frac{\partial \phi }{\partial x}=0(\phi =u‚v)$。求解气相控制方程组时, 近壁面处采用壁面函数处理方法。u方程:$\tau {}_{\text{w}\text{a}\text{l}\text{l}}=C{}_f\frac{1}{2}\epsilon {}_{\text{g}}\rho {}_{\text{g}}u{}^2$;v方程:

$\begin{array}{l}\tau {}_{\text{w}\text{a}\text{l}\text{l}}=\\ C{}_f\frac{1}{2}\epsilon {}_{\text{g}}\rho {}_{\text{g}}v{}^2。\end{array}$

其中, Cf=0.003为摩擦系数[14]。

对颗粒相, 取入口颗粒速度为零;在壁面处颗粒为无滑移条件, us=vs=0;出口条件, 取充分发展的管流条件, $\frac{\partial \phi {}_{\text{s}}}{\partial r}=0(\phi {}_{\text{s}}=\rho {}_{\text{s}}‚u{}_{\text{s}}‚v{}_{\text{s}}‚\Theta )$。

2 模拟结果和分析

图2表示入口射流速度30 m/s时床内不同瞬时下燃料球颗粒浓度的变化。由图可见, 随着氦气由底部入口进入床内, 在入口处形成高速气体射流, 导致入口处颗粒浓度降低。同时, 由于湍流作用和颗粒间的相互作用, 在射流的尾部形成气泡, 部分气体以气泡的形成流过燃料颗粒, 燃料颗粒在高速气体射流作用下流化膨胀。床内形成比较均匀的颗粒浓度分布。由于锥体结构的影响, 在锥体形成瞬时的高颗粒浓度。该高颗粒浓度区域随着时间的推进, 不断形成、脱离和分散。在床层顶部形成局部高颗粒浓度区域是由于燃料颗粒随气体或气泡携带到床面, 依靠其自身的重力, 又落回床内而形成的局部高浓度区域。

图3表示入口射流速度30 m/s时不同瞬时下颗粒相速度分布。由图可见, 在床中心颗粒相速度向上, 而壁面区域颗粒速度向下, 表明颗粒由于入口气体射流作用在床中心向上运动, 而在壁面区域颗粒向下运动, 形成了床内颗粒的循环流动。结合图2可见, 在床内形成了颗粒浓度相对低的中心向上流动和颗粒浓度相对高的壁面下降流动。

图4表示入口射流速度30 m/s时瞬时颗粒浓度随时间的变化。瞬时高浓度意味着局部高颗粒流动, 而瞬时低浓度表示气泡流动。由图可见, 在床中心瞬时颗粒浓度脉动的相对较弱, 而在壁面区域瞬时颗粒脉动较为强烈。这是由于在壁面区域局部高颗粒浓度的不断形成和解体, 导致颗粒浓度的变化。在入口区域, 由于高速射流作用, 颗粒浓度低, 颗粒间碰撞作用减弱。同时大颗粒难以追随气体流动, 使得气体湍流对大颗粒脉动影响较小, 导致颗粒相脉动减弱。

图5表示颗粒浓度的标准偏差随颗粒浓度的变化。由图可见, 随着颗粒浓度的增加, 颗粒浓度的标准偏差逐渐增大, 达到最大值后, 再随着浓度的增加而下降。在低颗粒浓度时, 颗粒碰撞频率降低, 颗粒浓度脉动较弱。颗粒之间的能量传递主要是受颗粒与气体相互作用, 而颗粒间的碰撞作用影响较小。因此颗粒浓度的脉动较小, 标准偏差小。相反, 在高颗粒浓度下, 颗粒间的碰撞频率增加, 高的颗粒碰撞频率导致颗粒更趋于分布均匀, 使得颗粒间的平均距离减小, 浓度脉动下降。当颗粒浓度接近于颗粒填充最大浓度时, 颗粒脉动趋于零, 因此颗粒浓度的标准偏差趋于零。由此可见, 颗粒间相互碰撞和气体湍流作用导致在某一颗粒浓度下标准偏差达到最大值, 此时, 床内颗粒运动最强烈。

图6表示入口射流速度30 m/s时沿径向方向的颗粒轴向速度和平均颗粒浓度分布。由图可见, 在床中心颗粒轴向速度最大, 颗粒浓度最小;而在壁面区域, 颗粒轴向速度为负值, 表明颗粒为下降流动, 且颗粒浓度相对较高。由图可见, 床内中心区域为向上流动, 壁面区域为下降流动, 形成床内的颗粒循环流动。并且在壁面区域颗粒速度趋于零, 因为在壁面采用无滑移条件。沿床的径向方向颗粒浓度呈现中心稀、壁面浓的分布, 但是两相相差不大, 表明沿床径向方向, 颗粒浓度分布较为均匀。在入口区域, 低颗粒浓度是由于入口射流作用。由此可见, 沿床高度方向, 存在轴向的颗粒浓度梯度。

2.1 摩擦应力模型的影响

He等人应用光纤探针测量了喷动床内颗粒的速度和浓度[15,16]。试验台喷动床为60°倒椎角的圆柱, 内径为200 mm, 高为1.4 m, 颗粒直径为1.41 mm, 密度为2 503 kg/m3, 数值模拟中, 假设喷动床初始条件为临界流化状态。临界流化速度和流化状态空隙率根据Ergun方程迭代计算得出。射流入口速度设定为给定值, 出口采用压力出口条件。图7表示采用摩擦应力模型和无摩擦应力模拟计算床内空隙率的分布。模拟计算中采用了Johnson等提出的摩擦应力模型和Syamlal等提出的修正摩擦剪切粘度模型。由图可见模拟得到的床内空隙率由中心向壁面沿径向方向是逐渐降低的, 在环形区域内达到填充状态的颗粒浓度, 是高颗粒浓度区。采用Johnson等摩擦应力模型模拟计算得到空隙率在中心射流区域要高于无摩擦应力模型计算得到的空隙率值。由图可见应用Johnson等提出的摩擦应力模型得到的模拟结果更接近于He等 (1994) 实验数据。

2.2 倒椎体角度的影响

图8表示入口射流速度30 m/s、倒锥体倾斜角分别为45°、60°、70°和80°床内颗粒浓度的概率分布。由图可以看出, 倒锥体角度为45°时床内颗粒浓度的概率分布比较不均匀, 在高颗粒浓度区存在较大的峰值。随着倒锥体角度的增大, 低颗粒浓度区出现的概率逐渐增加, 而高颗粒浓度区出现的概率逐渐降低。模拟结果表明由于倒锥体的角度增大, 即突扩截面变化率逐渐减小。因此在相同的入口气体射流量下, 在等同床层高度位置沿径向方向气体流量要大, 表明射流克服床层阻力的穿透力增加, 因此大部分的气体都穿过床层进入悬浮空间, 扩散到环形区的气体量也相对增加。当倒锥体角度为45°时, 颗粒浓度概率分布在颗粒浓度为0.6处呈现较大的峰值;当倒锥体角度增大到60°时, 靠近高颗粒浓度的峰值不断地降低;随着锥体角度增大到70°以上时, 在高颗粒浓度概率分布的峰值消失, 在低颗粒浓度区域内形成了单峰结构, 表明床内颗粒浓度分布趋于均匀。

3 结论

采用欧拉-欧拉双流体模型对喷动床核反应器内流体动力特性进行了数值模拟。模拟得到了喷动床核反应器内颗粒浓度标准方差分布, 以及空隙率和颗粒速度分布。计算结果表明倒锥体角度对喷动床核反应器内颗粒的浓度场分布影响较大。通过不同颗粒相摩擦应力模型的数值模拟发现, 采用Johnson等摩擦应力模型得到的流场内颗粒浓度分布与已有的实验结果比较接近。

摘要：采用欧拉-欧拉双流体模型, 颗粒动理学理论模拟颗粒相流动, 对喷动床核反应器内的流体动力行为进行了数值模拟。模拟得到了喷动床核反应器内颗粒浓度标准方差、空隙率和颗粒速度分布。研究结果表明喷动床核反应器内颗粒浓度标准方差先逐渐增大至最大值后下降。分析了摩擦应力模型和倒锥体角度等影响因素对喷动床核反应器内的流体动力特性的影响。

流体特性 篇9

关键词：螺旋流,粗螺纹间隙,PIV,速度分布,涡量场

螺旋流是湍流流动中的一种特殊而规则的涡旋流动,它可以分解为周向流动和轴向平直流,周向流动即为强制涡流。由于强制涡流能够有效提高液相携带气相和固相的效率,因此作为产生螺旋流的重要装置,起旋器在石化行业得到了广泛的应用[1~5]。粗螺纹作为一种常用的起旋部件,具有结构简单、起旋效率高的优点,但国内外对粗螺纹间隙中流体流动规律研究的相关文献较少。

粒子图像测速( PIV) 技术是一种基于流场图像互相关分析的二维流场非接触式测试技术。多数测速仪器只能对流场进行单点测量,且在测量时需要接触流场,难免会对流场产生扰动,影响测量结果。而PIV技术具备单点测量技术的精度和分辨率,同时可以实现低速到超声速流场的无扰测量和全场瞬态测量,在流场测速技术中占有一定地位。目前PIV技术已能够实现对高湍流度和有旋涡的流场进行测量,其硬件系统和软件系统都比较完善[6~11]。

为了研究粗螺纹间隙中流体螺旋流的流动规律,笔者利用PIV技术对垂直粗螺纹间隙中不同介质的螺旋流场进行了测量和分析。用Tecplot软件对粗螺纹间隙中螺旋流动进行流场显示,并对粗螺纹间隙中沿螺纹方向进行速度提取和涡量场显示。详细分析了不同流量条件下,粗螺纹间隙中不同介质螺旋流场特征、速度分布特点和涡量场分布特点,为石化行业中粗螺纹起旋部件的设计提供了理论依据。

1 实验装置和条件(1)

实验循环系统选用螺杆泵供液,电磁流量计测量流量,变频器调节流量,同时由差压变送器测量压差并进行数据采集。实验模型为透明粗螺纹体,如图1 所示,将它放置于有机玻璃圆管中,透明粗螺纹体外径4. 85cm,螺距1cm,螺牙高1cm,螺旋角度15°; 有机玻璃圆管长100cm,内径5cm。

实验时,不同介质流体从有机玻璃管的下端进入,通过透明有机玻璃螺纹。在拍摄过程中,激光会在圆弧形模型表面产生反射光。为减少反射光的影响,本实验在有机玻璃管外的拍摄区域安装了一个方形玻璃盒,盒中盛满与被测液体相同的介质。实验流程如图2 所示。

实验用PIV系统由Vlite200 双脉冲固体激光器作为照明光源,由SM-CCDB5M16 相机记录示踪粒子图像,并由Micro Pulse725 型同步控制器实现对激光器、数字相机和图像采集板的控制。激光器系统最大功率为200m J,CCD相机可以对0 ~1 000m / s速度范围内的流体进行测量,PIV模式最小曝光时间间隔不高于200ns,采集速率16 帧/ s,同步控制器的延时精度0. 25ns,TTL电路设定步长1ns。PIV系统的测速精度 ± 1. 0% ,能够满足实验要求。

实验用示踪粒子为空心玻璃微珠,微珠密度1 050kg / m3,直径约2μm,示踪粒子撒布浓度约为6mg / L,跟随性较好。实验选用的聚合物溶液是质量浓度为400mg /L的聚丙烯酰胺。实验温度25℃ 。

2 粗螺纹间隙螺旋流场瞬时特征

利用PIV对垂直粗螺纹间隙中不同介质在不同流量条件下的螺旋流动进行测量,得到了粗螺纹间隙中螺旋流的流场瞬时特性。用CCD相机拍摄了1 000 张撒布了示踪粒子的流体运动图像,经过互相关计算,并由Tecplot软件对数据进行处理后,得到粗螺纹间隙中瞬时螺旋流场( 图3) ,流场中的取值部位如图4 所示。

由图3 可知,粗螺纹间隙螺旋流场中,存在明显的高速区和低速区,高速区主要位于螺纹间隙中央位置,低速区位于螺纹壁面附近。粗螺纹间隙螺旋流动的速度分布呈凸抛物线形,与普通圆管流动特征基本一致,流速在高速区中心位置达到最大值。流量为2. 7m3/ s、介质为水时,其速度最高可达8. 3m/s。随着流量的增加,高速区面积逐渐减小,且位置逐渐向右下侧偏移,这是由于随着流量的增大,流体的沿程阻力增加,粘性流体的粘滞作用以及惯性力共同作用造成的。

随着流量的增大,沿流动方向上的速度分布曲线逐渐变陡,高速区和低速区的速度也逐渐增大。由于受到螺纹壁面的限制和粘性流体的粘滞作用,靠近螺纹壁面处的流体流动速度较小,并逐渐向高速区过渡。瞬时流场结果显示,流体介质粘度的大小对粗螺纹间隙螺旋流动速度场的影响并不明显。

3粗螺纹间隙螺旋流涡量特征

粗螺纹间隙中的螺旋流场存在涡旋运动。流体的涡量场ω是空间坐标x、y、z和时间坐标t的连续函数,其值为速度v的旋度rotv,矢量ω构成了涡量场[3],涡量表达式为:

PIV技术首先通过测量得到流场中的速度矢量场,再由速度场与涡量场的转换关系,将PIV测量得到的速度矢量场进行转换得到涡量场。通过PIV测量得到粗螺纹间隙中的螺旋流场实验数据后,经Tecplot软件处理,便可以得出粗螺纹间隙中螺旋流的涡量场特性。

3. 1 粗螺纹间隙螺旋流的涡量场特性

利用PIV对垂直粗螺纹间隙中不同介质(水、400mg/L聚合物溶液)在不同流量条件下的螺旋流动进行了流场测量,得到粗螺纹间隙中螺旋流的涡量场特性。利用PIV系统中的CCD相机拍摄了1 000张撒布着示踪粒子的螺纹间隙螺旋流的粒子图像,经过互相关计算后得到粒子的涡量场数据,并由Tecplot软件对数据进行处理后,得到粗螺纹间隙中螺旋流的涡量场,如图5所示。

由图5 可知,在不同流量和不同介质条件下,涡量场中均存在一组正涡和负涡,正涡位于螺纹的上壁面附近,负涡位于螺纹的下壁面附近。流场中存在正涡与负涡,表明这两处的涡旋流动方向相反。

随着流量的增大,粗螺纹间隙螺旋流场中正涡与负涡的涡量强度均增大,且正涡位置逐渐向右下侧移动。由于受到螺纹下壁面的限制,负涡的位置基本不发生移动,但其涡带长度和面积均逐渐增大,正涡的面积则未见明显的变化。涡量场分析结果显示,流体介质的粘度对粗螺纹间隙螺旋流动涡量场的影响不大。

3. 2 粗螺纹间隙螺旋流的局部涡量分析

通过提取粗螺纹间隙螺旋流场中,垂直于流动方向上的截面的涡量( 图6) ,得到了不同介质在不同流量条件下的局部涡量分布曲线,反映了粗螺纹间隙螺旋流场的涡量在流动方向上的变化情况,如图7 所示。

由图7 可知,粗螺纹间隙螺旋流的局部涡量呈近似正弦曲线分布。螺纹间隙中,正涡和负涡之间存在一个涡量为零的过渡区域。随着流量的增加,正涡和负涡的涡量均逐渐增大,正涡和负涡之间的过渡区域尺寸逐渐缩小,正涡和负涡逐渐靠近。介质为水、流量为2. 7m3/ s时,最大涡量值位于x = 57. 5mm处,与其他流量条件下最大涡量值相比明显偏右; 而负涡最大涡量值的位置则没有发生移动。这是由于随着流量的增加,正涡向右下侧移动,而负涡由于受到螺纹下壁面的限制,未产生位移造成的。

流量为1.5m3/s时,介质分别为水和聚合物溶液的局部涡量分布曲线相似,且在这两种情况下,正涡和负涡之间的过渡区域均位于x=57~58mm之间。结合前文分析结果可知,流体介质的粘度对本实验粗螺纹间隙中螺旋流的速度场和涡量场的影响均不明显。这是由于在流速较大的情况下,流体的惯性力较大、粘性力较小,因此流体的粘度对粗螺纹间隙中螺旋流的影响较小。

4 结论

4. 1 粗螺纹间隙螺旋流场中,高速区位于螺纹间隙中央位置,低速区位于高速区外缘,靠近螺纹壁面处。且螺纹间隙中形成的高速区对后续产生螺旋流的强度有较大影响。由于粘性流体的粘滞作用和惯性力作用,高速区面积随流量的增大逐渐减小,且位置逐渐向右下侧移动。粗螺纹间隙螺旋流的速度分布大致呈凸抛物线形。随着流量的增大,高速区和低速区的速度均逐渐增大,速度分布曲线逐渐变陡。由于受到螺纹壁面的限制和粘性流体的粘滞作用,靠近螺纹壁面处的流体流动速度较小。

4. 2 涡量场中的正涡与负涡分别位于螺纹上壁面和下壁面附近,随着流量的增大,涡量强度也随之增大,且正涡位置逐渐向右下侧移动。由于受到下壁面的限制,负涡位置基本不发生移动,但涡带长度和面积均逐渐增大。垂直于截面上的局部涡量呈近似正弦曲线分布,正涡和负涡之间的存在一个涡量为零的过渡区域。流体介质的粘度对粗螺纹间隙螺旋流场的影响较小。螺纹间隙中形成的正涡与负涡,对后续螺旋流的形成起着重要作用。

4. 3 在工程实际中可以根据具体情况,通过适当增加粗螺纹的螺距和螺牙高度,来降低沿程阻力,并在满足起旋目的同时也能满足输运流体的要求。粗螺纹间隙中流体螺旋流动特性和流动规律的研究,为石化行业中粗螺纹起旋部件的设计提供了理论依据。

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