Kenics型静态混合器在高雷诺数下的压力降研究_陈立波

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静态混合器

全世界经济发展的同时，我们周围的环境在不断恶化。

在我国尤其如此，近二十年经济的迅猛发展给环境带来严重影响。

我国境内的河流受污染情况十分严重，大多数河流的水质都出现了不同程度的下降。

地球上的淡水资源是有限的，在我国的北方大部分地区水资源是缺乏的，因此我国实施了南水北调工程。

日益严重的水污染与水资源短缺，使得有效的水处理技术变得越来越重要，人们从不同的方向改进着水技术。

其中，混凝技术是一种常见的水处理技术，得到广泛的认可和推广。

水的混凝机理十分复杂，一直得到广大学者的关注。

一般认为:混凝过程中包含凝聚和絮凝两个步骤，其中凝聚是在瞬间内完成的，它是指化学药剂与水接触形成小颗粒的过程，在水处理过程中表现为使用各种混合设备将药剂与水均匀地混合，其均匀的程度关系着混凝效果优劣;絮凝是指凝聚过程中形成较小颗粒后，它们之间相互碰撞形成较大颗粒并沉降的过程。

影响混合效果的因素主要有三方面:一、废水水质，包括废水中浊度、PH值、水温及共存杂质等;二、混凝剂，包括混凝剂种类、投加量和投加顺序等;三、水利条件，主要指混合的方式。

混合方式有:管式混合、水力混合、机械搅拌混合以及水泵混合等。

其中管式混合主要形式有管式静态混合器、孔板式、文氏管道混合器、扩散混合器等;机械搅拌混合是在池内安装搅拌装置，以电动机驱动搅拌器将水与药剂混合;水泵混合是将药剂投放在水泵吸水管或吸水喇叭口处，利用水泵叶片的高速旋转来达到快速混合。

在水处理过程中，管式静态混合器具有高效混合、节约用药、设备小等特点，它是由一组组混合元件组成，而混合元件组数的确定应根据水质、混合效果而定。

在不需外动力情况下，水流通过混合元件时可以产生较大范围对流、返流和漩涡等运动，这些均能促使药剂均匀的分布(图1-1所示)。

在选择管式静态混合器时，其管内流速应控制在经济流速范围内，当水流量较大所选管径大于500毫米时速度范围可以适当地放宽。

混凝剂的入口方式以较大的速度，射流进入混合器管道内为佳。

基于CFD

第８卷㊀第６期２０２３年１１月气体物理ＰＨＹＳＩＣＳＯＦＧＡＳＥＳＶｏｌ.８㊀Ｎｏ.６Ｎｏｖ.２０２３㊀㊀ＤＯＩ:１０.１９５２７/ｊ.ｃｎｋｉ.２０９６￣１６４２.１０８８基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析李泳德ꎬ㊀郭㊀力ꎬ㊀季㊀辰(中国航天空气动力技术研究院ꎬ北京１０００７４)ＣｈａｒａｃｔｅｒｉｚａｔｉｏｎｏｆＴｒａｎｓｏｎｉｃＡｅｒｏｄｙｎａｍｉｃＤａｍｐｉｎｇｏｆＲｏｃｋｅｔｓＢａｓｅｄｏｎＣＦＤ/ＣＳＤＣｏｕｐｌｉｎｇＬＩＹｏｎｇ￣ｄｅꎬ㊀ＧＵＯＬｉꎬ㊀ＪＩＣｈｅｎ(ＣｈｉｎａＡｃａｄｅｍｙｏｆＡｅｒｏｓｐａｃｅＡｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｓꎬＢｅｉｊｉｎｇ１０００７４ꎬＣｈｉｎａ)摘㊀要:随着新型大推力火箭的发展ꎬ弯曲模态频率的不断降低ꎬ以及流动分离和跨声速飞行时产生的激波震荡等因素ꎬ其在跨声速飞行过程中更容易出现非定常振动发散ꎮ文章以某带助推的运载火箭模型为研究对象ꎬ通过数值计算获取火箭强迫振动时的气动阻尼ꎬ并对影响火箭气动阻尼的因素进行了分析ꎮ包括结构节点位置㊁振动振幅大小㊁脉动压力等ꎮ研究表明:助推主要起到增大气动阻尼的作用ꎻ前节点主要影响收缩段的气动阻尼ꎻ振动振幅大小和脉动压力对气动阻尼的影响可忽略不计ꎮ关键词:气动阻尼ꎻ数值计算ꎻ跨声速ꎻ气动弹性ꎻ运载火箭㊀㊀㊀收稿日期:２０２３￣０９￣２５ꎻ修回日期:２０２３￣１０￣２３第一作者简介:李泳德(１９９５￣)㊀男ꎬ工学硕士ꎬ助理工程师ꎬ主要研究方向为气动弹性分析ꎮＥ￣ｍａｉｌ:５６２０６４１６９＠ｑｑ.ｃｏｍ通信作者简介:季辰(１９８２￣)㊀男ꎬ工学博士ꎬ研究员ꎬ主要研究方向为气动弹性力学ꎮＥ￣ｍａｉｌ:ｊｉｃｈｅｎ１６７＠ｈｏｔｍａｉｌ.ｃｏｍ中图分类号:Ｖ４７５.１㊀㊀文献标志码:ＡＡｂｓｔｒａｃｔ:Ｗｉｔｈｔｈｅｄｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔｏｆｎｅｗｈｉｇｈ￣ｔｈｒｕｓｔｒｏｃｋｅｔｓꎬｔｈｅｄｅｃｒｅａｓｉｎｇｆｒｅｑｕｅｎｃｙｏｆｔｈｅｂｅｎｄｉｎｇｍｏｄｅｓｏｆｔｈｅｒｏｃｋｅｔꎬａｓｗｅｌｌａｓｔｈｅｆａｃｔｏｒｓｓｕｃｈａｓｆｌｏｗｓｅｐａｒａｔｉｏｎａｎｄｓｈｏｃｋｏｓｃｉｌｌａｔｉｏｎｓｇｅｎｅｒａｔｅｄｄｕｒｉｎｇｔｒａｎｓｏｎｉｃｆｌｉｇｈｔｍａｋｅｉｔｍｏｒｅｐｒｏｎｅｔｏｎｏｎ￣ｃｏｎｓｔａｎｔｖｉｂｒａｔｉｏｎ.Ｉｎｔｈｉｓｐａｐｅｒꎬａｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｍｏｄｅｌｗｉｔｈｂｏｏｓｔｗａｓｔａｋｅｎａｓｔｈｅｒｅｓｅａｒｃｈｏｂｊｅｃｔꎬａｎｄｔｈｅａｅｒｏｄｙ￣ｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｒｏｃｋｅｔｄｕｒｉｎｇｆｏｒｃｅｄｖｉｂｒａｔｉｏｎｗａｓｏｂｔａｉｎｅｄｔｈｒｏｕｇｈｎｕｍｅｒｉｃａｌｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎ.Ｔｈｅｆａｃｔｏｒｓａｆｆｅｃｔｉｎｇｔｈｅａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｒｏｃｋｅｔｗｅｒｅａｎａｌｙｚｅｄꎬｉｎｃｌｕｄｉｎｇｔｈｅｐｏｓｉｔｉｏｎｏｆｓｔｒｕｃｔｕｒａｌｎｏｄｅｓꎬｔｈｅｍａｇｎｉｔｕｄｅｏｆｖｉｂｒａｔｉｏｎａｍ￣ｐｌｉｔｕｄｅꎬｐｕｌｓａｔｉｎｇｐｒｅｓｓｕｒｅａｎｄｓｏｏｎ.Ｔｈｅｓｔｕｄｙｓｈｏｗｓｔｈａｔｔｈｅｂｏｏｓｔｍａｉｎｌｙｐｌａｙｓｔｈｅｒｏｌｅｏｆｉｎｃｒｅａｓｉｎｇａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐ￣ｉｎｇａｎｄｔｈｅｆｒｏｎｔｎｏｄｅｍａｉｎｌｙａｆｆｅｃｔｓｔｈｅａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｃｏｎｔｒａｃｔｉｏｎｓｅｃｔｉｏｎ.Ｔｈｅｖｉｂｒａｔｉｏｎａｍｐｌｉｔｕｄｅｓｉｚｅａｎｄｔｈｅｐｕｌｓａｔｉｎｇｐｒｅｓｓｕｒｅｈａｖｅａｎｅｇｌｉｇｉｂｌｅｅｆｆｅｃｔｏｎｔｈｅａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇ.Ｋｅｙｗｏｒｄｓ:ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇꎻｎｕｍｅｒｉｃａｌｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎꎻｔｒａｎｓｏｎｉｃꎻａｅｒｏｅｌａｓｔｉｃｉｔｙꎻｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅ引㊀言通常情况下人们认为气动力对火箭的振动起到阻尼作用ꎬ即气动阻尼为正值ꎮ然而随着大推力火箭发展ꎬ火箭的长细比逐渐加大ꎬ导致弯曲刚度越来越小ꎬ同时为了满足有效载荷的外形要求ꎬ火箭头部整流罩尺寸不断加大ꎬ后续箱体的直径却保持不变ꎬ形成了典型的锤头体外形ꎮ国内外大量的火箭研制经验表明[１￣９]ꎬ对于此类锤头体外形火箭的气动设计ꎬ必须要进行动态气动载荷与动态气弹稳定性分析ꎬ否则设计的疏忽可能会导致火箭结构出现毁灭性的破坏进而导致发射失败ꎮ目前常用的衡量气弹稳定性的方法是通过风洞试验来获取气动阻尼系数ꎮ早在１９６３年ꎬ美国国家航空航天局Ａｍｅｓ研究中心(ＮＡＳＡＡｍｅｓＲｅ￣ｓｅａｒｃｈＣｅｎｔｅｒ)采用半刚性模型开展试验研究[１０]ꎬ获取火箭头部的气动阻尼来评估其稳定性ꎬ但这只能用来模拟火箭弯曲振型前节点之前部分的结构动力学特性ꎮ直到兰利研究中心(ＮＡＳＡＬａｎｇｌｅｙＲｅｓｅａｒｃｈＣｅｎｔｅｒ)开发了全弹性模型气动阻尼试验气体物理２０２３年㊀第８卷技术ꎬ其可以模拟整体的结构动力学特性以及气动外形ꎬ并应用于多款运载火箭研制[１１￣１５]ꎮ国内ꎬ中国航天空气动力技术研究院对气动阻尼问题开展过较多的研究[１６￣２０]ꎬ从模型设计方法㊁模型制作工艺㊁试验机构设计和数据处理等诸多方面ꎬ逐步改进实现了从半刚性模型到全弹性模型的过渡ꎬ并在多个型号上得到验证ꎮ然而通过风洞试验研究气动弹性问题ꎬ技术难度大ꎬ试验成本高ꎬ同时几乎不可能开展全尺寸试验ꎮ因此通过数值计算的方法开展相关研究是另一种重要的手段ꎮ刘子强等[２１]实现了通过数值计算确定气动阻尼系数的技术和方法ꎬ并与试验结果进行对比ꎬ证实了该方法的可靠性ꎮ冉景洪等[２２]通过模态数据结合准定常理论的方法分析了减阻杆加后体这一弹性结构的气动阻尼ꎬ结果表明减阻杆造成的分离流会对后体的气动阻尼系数产生影响ꎮ朱剑等[２３]针对新一代捆绑式运载火箭发展了非结构网格下的气动阻尼计算方法ꎬ并分析了攻角㊁Ｍａｃｈ数等参数对气动阻尼的影响ꎮ本文在之前的计算方法[２３]的基础上采用ＩＤＤＥＳ模型ꎬ考虑脉动压力的影响ꎬ通过强迫振动的方式ꎬ针对捆绑式运载火箭的某一特定模态进行数值计算仿真ꎬ研究前节点位置ꎬ振动振幅ꎬ脉动压力等参数对气动阻尼的影响规律ꎮ１㊀计算方法图１为本文所用的捆绑式运载火箭的计算模型ꎬ是典型的锤头体结构ꎮ在跨声速阶段ꎬ其头部会产生激波造成激波边界层干扰ꎬ而在锤头体外形的过渡段会出现气流分离ꎮ为探究各部分气动阻尼的变化ꎬ将整个箭体分为头部㊁过渡段㊁弹身３个部分ꎮ图１㊀表面网格及区域划分Ｆｉｇ.１㊀Ｓｕｒｆａｃｅｇｒｉｄａｎｄｒｅｇｉｏｎｄｉｖｉｓｉｏｎ１.１㊀流场仿真模型本文分别用Ｒｅｙｎｏｌｄｓ平均法(Ｒｅｙｎｏｌｄｓ￣ａｖｅｒａｇｅｄＮａｖｉｅｒ￣ＳｔｏｋｅｓꎬＲＡＮＳ)和改进的延迟分离涡模拟(ｉｍｐｒｏｖｅｄｄｅｌａｙｅｄｄｅｔａｃｈｅｄ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＩＤ￣ＤＥＳ)[２４￣２５]进行计算ꎬ在ＲＡＮＳ方程中ꎬ将变量分为平均值和波动值两部分ꎬ对于速度分量有ｕｉ＝ｕｉ＋ｕᶄｉ其中ꎬｉ＝１ꎬ２ꎬ３ꎬｕｉ和ｕᶄｉ分别代表平均量和波动量ꎬ对于压强和其他标量也采用类似的形式ꎬ将这种形式代入连续性方程和动量方程中ꎬ并写成张量形式∂ρ∂ｔ＋∂∂ｘｉ(ρｕｉ)＝０(１)∂∂ｔ(ρｕｉ)＋∂∂ｘｊ(ρｕｉｕｊ)＝∂ｐ∂ｘｉ＋∂∂ｘｊμ∂ｕｉ∂ｘｊ＋∂ｕｊ∂ｘｉ－２３δｉｊ∂ｕｋ∂ｘｋæèçöø÷éëêêùûúú＋∂∂ｘｊ(－ρｕᶄｉｕᶄｊ)(２)其中ꎬｉꎬｊꎬｋ可分别取１ꎬ２ꎬ３ꎻρ是密度ꎻｔ是时间ꎻ当ｉ＝ｊ时δｉｊ取０ꎬ否则取１ꎮ式(１)㊁(２)是ＲＡＮＳ方程ꎬ由方程可知ＲＡＮＳ方法将湍流脉动对平均流动的作用模化为Ｒｅｙｎｏｌｄｓ应力项即－ρｕᶄｉｕᶄｊꎬ之后采用湍流模型进行封闭ꎬ本文采用的湍流模型为ＳＳＴｋ￣ω模型ꎬ其输运方程为∂∂ｔ(ρｋ)＋∂∂ｘｉ(ρｋｕｉ)＝∂∂ｘｊΓｋ∂ｋ∂ｘｊæèçöø÷＋Ｇｋ－Ｙｋ∂∂ｔ(ρω)＋∂∂ｘｉ(ρωｕｉ)＝∂∂ｘｊΓω∂ω∂ｘｊæèçöø÷＋Ｇω－Ｙω其中ꎬｋ和ω分别代表湍流动能和湍流耗散率ꎬΓｋ和Γω分别代表ｋ和ω的有效扩散系数ꎬＧｋ和Ｇω分别代表ｋ和ω的生成率ꎬＹｋ和Ｙω分别代表ｋ和ω的耗散率ꎮ因此ＲＡＮＳ方法只能计算大尺度的平均流动ꎬ本文采用ＩＤＤＥＳ方法计算脉动压力对气动阻尼的影响ꎮＩＤＤＥＳ方法是由分离涡模拟(ｄｅｔａｃｈｅｄ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＤＥＳ)方法改进而来ꎬ其本质思想与ＤＥＳ方法相同ꎬ是想以网格尺度和模型中的特征尺度隐式划分ＲＡＮＳ和大涡模拟(ｌａｒｇｅ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＬＥＳ)区域ꎬ使其既能处理ＲＡＮＳ方法无法得到的脉动场ꎬ也能降低ＬＥＳ方法在模拟高Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数流动时所需的计算资源ꎮ区别在于当边界层较厚或者分离区域较窄时ꎬＤＥＳ方法会出现如模型应力损耗(ｍｏｄｅｌｅｄｓｔｒｅｓｓｄｅｐｌｅｔｉｏｎꎬＭＳＤ)ꎬ网格诱导分离(ｇｒｉｄ￣ｉｎｄｕｃｅｄｓｅｐａｒａｔｉｏｎꎬＧＩＳ)以及对数层不匹配(ｌｏｇａｒｉｔｈｍｉｃ￣ｌａｙｅｒｍｉｓｍａｔｃｈꎬＬＬＭ)问题[２４]ꎬ而ＩＤＤＥＳ模型通过改良计算区域划分ꎬ结合延迟分离涡模拟(ｄｅｌａｙｅｄｄｅｔａｃｈｅｄ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎꎬＤＤＥＳ)和０３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析壁面模型大涡模拟(ｗａｌｌ￣ｍｏｄｅｌｅｄｌａｒｇｅ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａ￣ｔｉｏｎꎬＷＭＬＥＳ)ꎬ定义新的长度尺度解决了这些问题ꎬ具体公式详见文献[２５]ꎮ流场网格如图２㊁图３所示ꎬ边界层采用棱柱层结构ꎬ并调整第１层网格高度使得ｙ＋小于１ꎬ远场部分采用六面体结构网格ꎬ与边界层的过渡层采用非结构网格ꎮ整体网格单元数量为４.２ˑ１０６ꎮ图２㊀ｙ方向截面网格示意图Ｆｉｇ.２㊀Ｓｃｈｅｍａｔｉｃｄｉａｇｒａｍｏｆｃｒｏｓｓ￣ｓｅｃｔｉｏｎａｌｇｒｉｄｉｎｔｈｅｙ￣ｄｉｒｅｃｔｉｏｎ图３㊀ｘ方向截面网格示意图Ｆｉｇ.３㊀Ｓｃｈｅｍａｔｉｃｄｉａｇｒａｍｏｆｃｒｏｓｓ￣ｓｅｃｔｉｏｎａｌｇｒｉｄｉｎｔｈｅｘ￣ｄｉｒｅｃｔｉｏｎ物面边界条件为无滑移壁面条件ꎬ远场采用压力远场边界条件ꎬ湍流模型采用ＳＳＴｋ￣ω模型ꎬ采用密度基求解ꎬ气体黏性采用Ｓｕｔｈｅｒｌａｎｄ定律ꎬ空间离散采用２阶迎风格式ꎬ对流通量采用Ｒｏｅ格式ꎮ１.２　结构分析模型结构与流场耦合分析过程中ꎬ结构部分可以采用模态方法描述ꎮ结构模态可以通过有限元方法与结构模态试验方法获得ꎮ本文采用有限元分析结果获得的模态ꎬ图４所示为结构的前３阶模态ꎬ本文只分析计算结果中气动阻尼最小的第２阶模态ꎮ(ａ)ｆ＝１.２００Ｈｚ(ｂ)ｆ＝２.４６０Ｈｚ(ｃ)ｆ＝２.９５７Ｈｚ图４㊀结构的前３阶模态Ｆｉｇ.４㊀Ｆｉｒｓｔｔｈｒｅｅｍｏｄｅｓｏｆｔｈｅｓｔｒｕｃｔｕｒｅ由于火箭结构外形简单ꎬ一般不考虑其扭转影响ꎬ因此可以将其简化为简单的梁模型ꎬ这样就可以给出其模态振动方程ｑ㊆ｉ＋２ｂｉωｉｑ˙ｉ＋ω２ｉｑｉ＝ｆｉ(３)式中ꎬｑｉ为第ｉ阶模态的广义位移ꎬｂｉ为第ｉ阶模态的结构阻尼系数ꎬωｉ为第ｉ阶模态的固有频率ꎬ１３气体物理２０２３年㊀第８卷ｆｉ为第ｉ阶模态下质量归一化的广义气动力ꎮ若将ｆｉ按照Ｔａｙｌｏｒ展开并略去高阶项ꎬ可以将其转化为气动阻尼项与气动刚度项的形式ꎬ则式(３)可写为ｑ㊆ｉ＋２(ｂｉ＋Ｂｉ)ωｉｑ˙ｉ＋(Ｋｉ＋１)ω２ｉｑｉ＝０(４)式中ꎬＢｉ为气动阻尼系数ꎬＫｉ为气动刚度系数ꎬ研究表明[２６]ꎬ气动刚度相对于结构刚度为小量可以忽略不计ꎬ而在计算中结构阻尼往往设置为０ꎬ因此气动阻尼可以直接反映其气弹稳定性ꎮ１.３㊀气动阻尼分析原理气动阻尼的分析可以采用强迫振动或者自由振动的方式进行ꎬ这两种方法获得的时域数据不同ꎬ提取气动阻尼的方式也不同ꎮ强迫振动方法初始演化过程较短ꎬ因此计算量较小ꎬ同时能够分析某一种振动形式的气动阻尼ꎬ明确该振动形式是收敛还是发散ꎮ分析过程中能够获得不同部位与部件的气动阻尼ꎮ但是对于多模态相互作用引起的发散(例如颤振)较难预测ꎮ自由振动方法需要一定的自由演化时间才能够对时域数据进行分析ꎬ不过自由振动方法能够获得最能够吸收能量的模态及其振动频率ꎮ对于本研究所关注的问题ꎬ气动载荷对结构振动的过程中气动阻尼的影响较大ꎬ而对气动刚度与气动质量影响较小ꎬ即结构的固有振动频率受到来流的影响较小ꎬ其稳定性问题主要由气动阻尼的正㊁负引起ꎬ所以采用强迫振动方法分析ꎮ强迫振动下结构做简谐模态振动ｑｉ(ｔ)＝Ａｓｉｎ(ωｉｔ)式中ꎬＡ表示振动的振幅ꎬ将其代入计算气动力的公式中[２１]并做正交积分可得Ｂｉ＝ʏｌ０Ｂｘ(ｘ)ｄｘ＝－１ＭｉＡω２ｉＴʏｌ０ʏｔ０＋Ｔｔ０Ｇ(ｘꎬｔ)ｃｏｓ(ωｉｔ)ｄｔｄｘ(５)式中ꎬＭｉ为第ｉ阶模态的模态质量ꎬＴ为整数倍周期ꎬＧ为广义气动力ꎮ根据式(５)便可以得到局部或分区域的气动阻尼ꎮ１.４㊀耦合计算流程首先进行模态分析ꎬ以确定结构的模态频率与振型ꎬ用以设计强迫振动的频率和振幅ꎮ非定常流场计算前先进行定常流场计算ꎬ来加快非定常计算的演化速度并增强收敛性ꎬ结构节点位移通过径向基函数(ＲＢＦ)插值方法[２７]映射到气动网格节点上ꎬ来进行网格的变形ꎬ这里径向基函数选用ＷｅｎｄｌａｎｄＣ２ꎬ如下所示φ(ｘ)＝(１－ｘ)４(４ｘ＋１)最后将计算出来的广义力提取出来ꎬ截取演化完毕的整数倍周期ꎬ进行气动阻尼计算ꎮ耦合计算流程图如图５所示ꎮ图５㊀耦合计算流程图Ｆｉｇ.５㊀Ｆｌｏｗｃｈａｒｔｏｆｃｏｕｐｌｅｄｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎ２㊀结果分析与讨论２.１㊀流场分析结果计算的来流Ｍａｃｈ数范围为０.７~１.２ꎮ其中中截面的压力分布如图６所示ꎮ可以看出在头部出现了膨胀波以及跨声速激波ꎬ在过渡段存在流动分离ꎬ随着Ｍａｃｈ数的增大ꎬ头部低压区域逐渐扩张ꎬ并且能明显看到ꎬ在流动再附的位置产生了再附激波ꎮ(ａ)Ｍａ＝０.７０２３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析(ｂ)Ｍａ＝０.７５(ｃ)Ｍａ＝０.８０(ｄ)Ｍａ＝０.８５(ｅ)Ｍａ＝０.８８(ｆ)Ｍａ＝０.９０(ｇ)Ｍａ＝０.９２(ｈ)Ｍａ＝０.９６(ｉ)Ｍａ＝０.９８３３气体物理２０２３年㊀第８卷(ｊ)Ｍａ＝１.００(ｋ)Ｍａ＝１.０５(ｌ)Ｍａ＝１.１０图６㊀不同Ｍａｃｈ数下的中截面压力分布Ｆｉｇ.６㊀ＰｒｅｓｓｕｒｅｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎｉｎｔｈｅｍｉｄｄｌｅｓｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔＭａｃｈｎｕｍｂｅｒｓ２.２　气动阻尼分布通过上述流场分析ꎬ可以看出火箭不同部位流动结构并不相同ꎬ在头部与箭身上ꎬ流动主要为附着流动ꎬ而在过渡段会出现较为复杂的波系结构以及流动分离ꎮ针对不同的流动结构随流向站位ｘ的变化ꎬ设该位置上广义力与广义位移的相位差为φ(ｘ)ꎬ并且简谐振动没有引入其他模态的广义力ꎬ则广义力的表达式为Ｇ(ｘꎬｔ)＝Ｆｇｅｎｓｉｎ[ωｔ＋φ(ｘ)]＋Ｆ０(６)其中ꎬＦｇｅｎ为广义力的振动幅度ꎬＦ０为广义力的常数偏移量ꎮ将式(６)代入到式(５)中得到Ｂ(ｘ)＝－ＦｇｅｎＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｓｉｎ[ωｔ＋φ(ｘ)]ｃｏｓ(ωｔ)ｄｔ其中ꎬ广义力的常数偏移量Ｆ０的积分为０ꎬ因此省略ꎮ通过将等式中的正弦函数部分进行和差化积得到Ｂ(ｘ)＝－ＦｇｅｎＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｓｉｎ(ωｔ)ｃｏｓ[φ(ｘ)]ｃｏｓ(ωｔ)ｄｔ＋[ʏｔ０＋Ｔｔ０ｓｉｎ[φ(ｘ)]ｃｏｓ(ωｔ)ｃｏｓ(ωｔ)ｄｔ](７)式(７)中第１部分在整个周期中的积分为０ꎬ只有第２部分保留ꎬ因此得到Ｂ(ｘ)＝－Ｆｇｅｎｓｉｎ[φ(ｘ)]ＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｃｏｓ２(ωｔ)ｄｔ(８)式(８)中积分部分恒为正值ꎬ决定整个气动阻尼的部分只有相位角φ(ｘ)的正弦值ｓｉｎ[φ(ｘ)]ꎬ为了能够更加直观地获得相位角与气动阻尼Ｂ之间的关系ꎬ须将符号转化为对应的正弦函数转角ꎬ根据正弦关系ꎬ此转角为πꎬ因此得到Ｂ(ｘ)＝－Ｆｇｅｎ(ｘ)ｓｉｎ[φ(ｘ)＋π]ＭＡω２Ｔʏｔ０＋Ｔｔ０ｃｏｓ２(ωｔ)ｄｔ(９)图７为气动阻尼变化曲线ꎬ可以看出随着Ｍａｃｈ数的增大ꎬ整体气动阻尼先增大后减少ꎬ在Ｍａｃｈ数为０.９８时达到最大值ꎬ过渡段与箭体的气动阻尼变化趋势与整体基本相同ꎬ而头部区域则不同ꎬ是随着Ｍａｃｈ数的增大一直增大ꎬ只是增长速率变缓ꎮ图７㊀有助推时气动阻尼变化曲线Ｆｉｇ.７㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｃｈａｎｇｅｃｕｒｖｅｗｉｔｈｂｏｏｓｔ根据式(９)ꎬ得到相位角与气动阻尼Ｂ之间的关系为:当φ(ｘ)ɪ(－πꎬ０)时ꎬ相位角滞后ꎬ气动阻尼Ｂ为负值ꎻ当φ(ｘ)ɪ(０ꎬπ)ꎬ相位角提前ꎬ４３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析气动阻尼Ｂ为正值ꎻ为当φ(ｘ)＝０时ꎬ无相位角差别ꎬ气动阻尼Ｂ为０ꎮ在过渡段上ꎬ复杂的波系结构以及流动分离ꎬ使得气动力与结构位移之间会出现较为明显的迟滞现象ꎬ从而导致相位角φ(ｘ)ɪ(－πꎬ０)ꎬ由此在过渡段上产生了负的气动阻尼ꎮ计算过程中的广义力与广义位移随时间变化曲线如图８所示ꎬ可以看出所有工况计算结果都表现良好ꎬ需要注意的是在非定常计算初期ꎬ演化的不完全导致广义力存在一些突变异常的结果ꎬ计算气动阻尼时须剔除ꎬ选择后面演化完全的周期ꎮ本文计算了９个周期ꎬ剔除了第１个周期出现的错误结果ꎬ采用后８个周期进行气动阻尼分析ꎮ强迫运动振幅为芯级直径的０.５％ꎮ(ａ)Ｍａ＝０.７０㊀㊀㊀(ｂ)Ｍａ＝０.７５(ｃ)Ｍａ＝０.８０㊀㊀㊀(ｄ)Ｍａ＝０.８５(ｅ)Ｍａ＝０.８８㊀㊀㊀(ｆ)Ｍａ＝０.９０５３气体物理２０２３年㊀第８卷(ｇ)Ｍａ＝０.９２㊀㊀㊀(ｈ)Ｍａ＝０.９６(ｉ)Ｍａ＝０.９８㊀㊀㊀(ｊ)Ｍａ＝１.００(ｋ)Ｍａ＝１.０５㊀㊀㊀(ｌ)Ｍａ＝１.１０图８㊀不同工况下的广义力与广义位移随时间变化曲线Ｆｉｇ.８㊀Ｔｉｍｅｄｅｐｅｎｄｅｎｔｃｕｒｖｅｓｏｆｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｆｏｒｃｅａｎｄｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｄｉｓｐｌａｃｅｍｅｎｔｕｎｄｅｒｄｉｆｆｅｒｅｎｔｏｐｅｒａｔｉｎｇｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓ２.３㊀气动阻尼影响因素２.３.１㊀有无助推对气动阻尼的影响捆绑式运载火箭相比于传统的运载火箭ꎬ最大的区别就是在尾部四周捆绑了助推器ꎬ使得其流场特性变得复杂ꎬ因此须分析其对气动阻尼的影响ꎮ图７㊁图９分别为有无助推时气动阻尼变化曲线ꎬ可以看出随着Ｍａｃｈ数的增大整体气动阻尼先增大后减少ꎬ在Ｍａｃｈ数为０.９８时达到最大值ꎬ过６３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析渡段与箭体的气动阻尼变化趋势与整体基本相同ꎬ而头部区域则不同ꎬ是随着Ｍａｃｈ数的增大一直增大ꎬ只是增长速率变缓ꎮ对比两个图可知ꎬ助推主要起增大气动阻尼的作用ꎮ还可以看出有无助推情况下头部的气动阻尼变化很小ꎬ意味着在箭体尾部施加控制很难影响到头部的气动阻尼ꎬ特别是在超声速流场中ꎮ图９㊀无助推时气动阻尼变化曲线Ｆｉｇ.９㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｃｈａｎｇｅｃｕｒｖｅｗｉｔｈｏｕｔｂｏｏｓｔ２.３.２㊀前节点位置影响为了考察前节点位置变化对气动阻尼的影响ꎬ在保持振动频率不变㊁头部最大振型位置与振幅不变的条件下移动前节点ꎬ变化后的振型如图１０所示ꎮ(ａ)Ｆｒｏｎｔｎｏｄｅａｆｔｅｒｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎ(ｂ)Ｆｒｏｎｔｎｏｄｅｉｎｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎ(ｃ)Ｆｒｏｎｔｎｏｄｅｂｅｆｏｒｅｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎ图１０㊀前节点变化后的振型Ｆｉｇ.１０㊀Ｖｉｂｒａｔｉｏｎｍｏｄｅａｆｔｅｒｔｈｅｃｈａｎｇｅｏｆｆｏｒｍｅｒｎｏｄｅ根据对计算结果的分析分别获得了不同前节点位置的整体气动阻尼对比与过渡段气动阻尼对比ꎬ如图１１㊁图１２所示ꎬ可以看出前节点位置的改变并没有影响整体气动阻尼随Ｍａｃｈ数增大而增大的趋势ꎬ且前节点在过渡段上与过渡段前的整体气动阻尼相差不大ꎬ而前节点在过渡段后的整体气动阻尼要高于另两种情况ꎬ因此过渡段与头部放在同一侧有助于提高气动阻尼ꎮ过渡段的气动阻尼会随着前节点的变化发生剧烈改变ꎬ前节点在过渡段前后随Ｍａｃｈ数增大的变化规律相反ꎬ节点前后的振动相位变化导致不同节点位置过渡段的振动相位不同ꎬ进而导致气动阻尼发生变化ꎮ图１１㊀不同节点位置的整体气动阻尼Ｆｉｇ.１１㊀Ｏｖｅｒａｌｌａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｎｏｄｅｐｏｓｉｔｉｏｎｓ图１２㊀不同节点位置的过渡段气动阻尼Ｆｉｇ.１２㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｒｅｇｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｎｏｄｅｐｏｓｉｔｉｏｎｓ２.３.３㊀强迫振动振幅大小对气动阻尼的影响为了考察强迫振动振幅大小对气动阻尼的影响ꎬ在保证流场结构不发生改变的前提下ꎬ振动振幅分别为原来的一半和两倍ꎬ根据工程经验ꎬ如果振幅超过芯级直径的５％ꎬ则须考虑流场结构改变所造成的影响ꎮ图１３㊁图１４分别为不同振幅下的整体与头部气动阻尼ꎮ７３气体物理２０２３年㊀第８卷图１３㊀不同振幅下整体气动阻尼Ｆｉｇ.１３㊀Ｏｖｅｒａｌｌａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔａｍｐｌｉｔｕｄｅｓ图１４㊀不同振幅下头部气动阻尼Ｆｉｇ.１４㊀Ａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｔｈｅｈｅａｄｒｅｇｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔａｍｐｌｉｔｕｄｅｓ可以发现改变振幅无论是对整体气动阻尼还是头部气动阻尼来说变化都很小ꎬ这意味着气动阻尼的大小主要取决于气动力与结构振动的相位差ꎬ不依赖于振动幅度的大小ꎮ２.３.４㊀脉动压力对气动阻尼的影响为了模拟出脉动压力的影响ꎬ采用ＩＤＤＥＳ方法对火箭气动阻尼进行计算ꎬ计算来流Ｍａｃｈ数为０.９２ꎬ计算过程中的广义力与广义位移如图１５所示ꎬ相较于图８可以看出广义力随时间变化曲线并不光滑ꎬ脉动压力的存在导致广义力由多个频率叠加而成ꎮ由于第２阶模态的频率为２.４６Ｈｚꎬ而由分离流㊁激波振荡等引起的脉动压力频率往往远大于此频率ꎬ因此这里选择３.５Ｈｚ为分界ꎬ将高于３.５Ｈｚ的部分视为由抖振脉动压力引起的广义力ꎬ低于３.５Ｈｚ的部分视为强迫振动引起的广义力ꎬ通过低通滤波把高于３.５Ｈｚ的广义力滤掉ꎬ可以获得由强迫振动引起的广义力与广义位移变化曲线ꎬ如图１６所示ꎬ通过此广义力计算的气动阻尼为２.０８ɢꎮ同样地ꎬ进行高通滤波将低于３.５Ｈｚ的广义力滤掉ꎬ可以获得由抖振脉动压力引起的气动阻尼为(２.９４ˑ１０－３)ɢꎬ由此得到脉动压力引起的气动阻尼变化为０.１４％ꎬ可以忽略不计ꎮ同时使用ＲＡＮＳ方法计算的气动阻尼为２.０７ɢꎬ与ＩＤＤＥＳ的计算结果相比误差约为(２.９４ˑ１０－３＋２.０８－２.０７)/２.０７ʈ０.４８％ꎬ这说明针对气动阻尼的模拟ꎬ抖振引起的脉动压力对气动阻尼的计算结果影响很小ꎬ起主要作用的还是广义力的变化ꎬ该变化由强迫振动引起的结构边界变化所导致ꎮ图１５㊀基于ＩＤＤＥＳ的广义力与广义位移变化曲线Ｆｉｇ.１５㊀ＶａｒｉａｔｉｏｎｃｕｒｅｓｏｆｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｆｏｒｃｅａｎｄｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｄｉｓｐｌａｃｅｍｅｎｔｂａｓｅｄｏｎＩＤＤＥＳ图１６㊀滤波后的广义力与广义位移变化曲线Ｆｉｇ.１６㊀Ｖａｒｉａｔｉｏｎｃｕｒｅｓｏｆｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｆｏｒｃｅａｎｄｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｄｉｓｐｌａｃｅｍｅｎｔｖａｒｉａｔｉｏｎｃｕｒｖｅａｆｔｅｒｆｉｌｔｅｒｉｎｇ３㊀结论本文通过数值计算方法研究了火箭的气动阻尼特性ꎮ根据流动特征分析与理论推导ꎬ发现火箭过渡段几何外形的收缩导致该区域出现复杂的分离与激波结构ꎬ从而造成了气动力相对于结构振动８３第６期李泳德ꎬ等:基于ＣＦＤ/ＣＳＤ耦合的火箭跨声速气动阻尼特性分析相位的滞后ꎬ导致了该区域为气动负阻尼ꎬ即气动不稳定性的主要来源ꎮ在此机理的基础上ꎬ分析了前节点位置㊁振动振幅㊁脉动压力等因素对气动阻尼的影响规律ꎮ可以得出以下结论:１)助推增加了正阻尼区域的面积ꎬ从而相对于没有助推的构型起到了增加气动阻尼的作用ꎮ２)前节点位置的改变对过渡段气动阻尼影响很大ꎬ节点前后的振动方向相反ꎬ导致节点在过渡段前后的气动阻尼变化规律也截然相反ꎬ将过渡段与头部区域放在节点的同一侧有助于增加气动阻尼ꎮ３)在不改变流场结构的前提下ꎬ改变振动的振幅ꎬ气动力也会产生相应幅度的变化ꎬ因此结构振幅对气动阻尼的影响可忽略不计ꎮ４)高频部分的广义力对气动阻尼的贡献很小ꎬ即结构振动引起的广义力变化对气动阻尼起主要作用ꎬ而脉动压力对计算气动阻尼影响不大ꎬ可忽略不计ꎮ参考文献(Ｒｅｆｅｒｅｎｃｅｓ)[１]㊀ＣｏｅＣＦ.Ｓｔｅａｄｙａｎｄｆｌｕｃｔｕａｔｉｎｇｐｒｅｓｓｕｒｅｓａｔｔｒａｎｓｏｎｉｃｓｐｅｅｄｓｏｎｔｗｏｓｐａｃｅ￣ｖｅｈｉｃｌｅｐａｙｌｏａｄｓｈａｐｅ[Ｒ].ＮＡＳＡＴＭＸ￣５０３ꎬ１９６１.[２]ＣｏｌｅＳＲＪｒꎬＨｅｎｎｉｎｇＴＬꎬＲａｉｎｅｙＡＧ.ＮＡＳＡｓｐａｃｅｖｅ￣ｈｉｃｌｅｄｅｓｉｇｎｃｒｉｔｅｒｉａ[Ｒ].ＮＡＳＡＳＰ￣８００１(ＲＥＶ)ꎬ１９６４. 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[１４]ＤｏｔｓｏｎＫＷ.Ｔｒａｎｓｉｅｎｔｃｏｕｐｌｉｎｇｏｆｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｂｅｎｄｉｎｇｒｅｓｐｏｎｓｅｓｗｉｔｈａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｆｌｏｗｓｔａｔｅｖａｒｉａｔｉｏｎｓ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＳｐａｃｅｃｒａｆｔａｎｄＲｏｃｋｅｔｓꎬ２００１ꎬ３８(１):９７￣１０４.[１５]ＣｏｌｅＳＲꎬＨｅｎｎｉｎｇＴＬ.Ｂｕｆｆｅｔｒｅｓｐｏｎｓｅｏｆａｈａｍｍｅｒｈｅａｄｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｗｉｎｄ￣ｔｕｎｎｅｌｍｏｄｅｌ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＳｐａｃｅｃｒａｆｔａｎｄＲｏｃｋｅｔｓꎬ１９９２ꎬ２９(３):３７９￣３８５.[１６]崔尔杰.流固耦合力学研究与应用进展[Ｃ].钱学森科学贡献暨学术思想研讨会论文集ꎬ２００１.ＣｕｉＥＪ.Ｒｅｓｅａｒｃｈａｎｄａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｐｒｏｇｒｅｓｓｏｆｆｌｕｉｄ￣ｓｔｒｕｃ￣ｔｕｒｅｉｎｔｅｒａｃｔｉｏｎｍｅｃｈａｎｉｃｓ[Ｃ].ＰｒｏｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆＳｅｍｉｎａｒｏｆＱｉａｎＸｕｅｓｅｎＳｃｉｅｎｔｉｆｉｃＣｏｎｔｒｉｂｕｔｉｏｎｓａｎｄＡｃａｄｅｍｉｃＴｈｏｕｇｈｔｓꎬ２００１(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[１７]冯明溪ꎬ王志安.火箭跨音速动导数和抖振实验[Ｊ].宇航学报ꎬ１９８７(１):５５￣６３.ＦｅｎｇＭＸꎬＷａｎｇＺＡ.Ｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔｓｏｆｔｒａｎｓｏｎｉｃｄｅｒｉｖａ￣ｔｉｖｅｓａｎｄｂｕｆｆｅｔｉｎｇｏｆｒｏｃｋｅｔ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＡｓｔｒｏｎａｕｔｉｃｓꎬ１９８７(１):５５￣６３(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[１８]白葵ꎬ冯明溪.弹性模型实验技术[Ｊ].流体力学实验与测量ꎬ１９９９ꎬ１３(１):３８￣４２.ＢａｉＫꎬＦｅｎｇＭＸ.Ａｅｒｏｅｌａｓｔｉｃｍｏｄｅｌａｎｄｔｈｅｂｕｆｆｅｔｅｘ￣ｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｔｅｃｈｎｉｑｕｅ[Ｊ].ＥｘｐｅｒｉｍｅｎｔｓａｎｄＭｅａｓｕｒｅｍｅｎｔｓｉｎＦｌｕｉｄＭｅｃｈａｎｉｃｓꎬ１９９９ꎬ１３(１):３８￣４２(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ). [１９]ＪｉＣꎬＲａｎＪＨꎬＬｉＦꎬｅｔａｌ.Ｔｈｅａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇ９３气体物理２０２３年㊀第８卷ｔｅｓｔｏｆｅｌａｓｔｉｃｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｍｏｄｅｌｉｎｔｒａｎｓｏｎｉｃｆｌｏｗ[Ｃ].Ｐｒｏｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆｔｈｅ６４ｔｈＩｎｔｅｒｎａｔｉｏｎａｌＡｓｔｒｏｎａｕｔｉｃａｌＣｏｎ￣ｇｒｅｓｓꎬ２０１３.[２０]季辰ꎬ吴彦森ꎬ何岗ꎬ等.运载火箭气动阻尼风洞试验研究[Ｃ].第十二届全国空气弹性学术交流会论文集ꎬ２０１１.ＪｉＣꎬＷｕＹＳꎬＨｅＧꎬｅｔａｌ.Ｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｓｔｕｄｙｏｎａｅｒｏ￣ｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｏｆｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅ[Ｃ].Ｐｒｏ￣ｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆｔｈｅ１２ｔｈＮａｔｉｏｎａｌＡｅｒｏｅｌａｓｔｉｃｉｔｙＣｏｎｆｅｒｅｎｃｅꎬ２０１１(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[２１]刘子强ꎬ白葵ꎬ毛国良ꎬ等.锤头体弹性振动跨音速气动阻尼系数的确定[Ｊ].宇航学报ꎬ２００２ꎬ２３(６):１￣７.ＬｉｕＺＱꎬＢａｉＫꎬＭａｏＧＬꎬｅｔａｌ.Ｔｈｅｄｅｔｅｒｍｉｎａｔｉｏｎｏｆａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｎｈａｍｍｅｒｈｅａｄｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｓａｔｔｒａｎｓｏｎｉｃｓｐｅｅｄｓ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＡｓｔｒｏｎａｕｔｉｃｓꎬ２００２ꎬ２３(６):１￣７(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[２２]冉景洪ꎬ刘子强ꎬ胡静ꎬ等.减阻杆气动阻尼研究[Ｊ].力学学报ꎬ２０１４ꎬ４６(４):６３６￣６４１.ＲａｎＪＨꎬＬｉｕＺＱꎬＨｕＪꎬｅｔａｌ.Ｒｅｓｅａｒｃｈｏｆａｅｒｏ￣ｄａｍｐｉｎｇｆｏｒｂｌｕｎｔｗｉｔｈｓｐｉｋｅ[Ｊ].ＣｈｉｎｅｓｅＪｏｕｒｎａｌｏｆＴｈｅ￣ｏｒｅｔｉｃａｌａｎｄＡｐｐｌｉｅｄＭｅｃｈａｎｉｃｓꎬ２０１４ꎬ４６(４):６３６￣６４１(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[２３]朱剑ꎬ冉景洪ꎬ吴彦森ꎬ等.捆绑式运载火箭的气动阻尼数值计算方法[Ｃ].第十三届全国空气弹性学术交流会论文集.哈尔滨:中国力学学会ꎬ中国空气动力学会ꎬ２０１３.ＺｈｕＪꎬＲａｎＪＨꎬＷｕＹＳꎬｅｔａｌ.Ｎｕｍｅｒｉｃａｌｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｍｅｔｈｏｄｆｏｒａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｏｆｂｕｎｄｌｅｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｓ[Ｃ].Ｐｒｏｃｅｅｄｉｎｇｓｏｆｔｈｅ１３ｔｈＮａｔｉｏｎａｌＡｅｒｏｅｌａｓｔｉｃｉｔｙＣｏｎ￣ｆｅｒｅｎｃｅ.Ｈａｒｂｉｎ:ＣｈｉｎｅｓｅＳｏｃｉｅｔｙｏｆＴｈｅｏｒｅｔｉｃａｌａｎｄＡｐ￣ｐｌｉｅｄＭｅｃｈａｎｉｃｓꎬＣｈｉｎａＡｅｒｏｍｅｃｈａｎｉｃｓＳｏｃｉｅｔｙꎬ２０１３(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ).[２４]ＳｐａｌａｒｔＰＲ.Ｄｅｔａｃｈｅｄ￣ｅｄｄｙｓｉｍｕｌａｔｉｏｎ[Ｊ].ＡｎｎｕａｌＲｅｖｉｅｗｏｆＦｌｕｉｄＭｅｃｈａｎｉｃｓꎬ２００９ꎬ４１:１８１￣２０２. [２５]ＧｒｉｔｓｋｅｖｉｃｈＭＳꎬＧａｒｂａｒｕｋＡＶꎬＳｃｈüｔｚｅＪꎬｅｔａｌ.Ｄｅｖｅｌ￣ｏｐｍｅｎｔｏｆＤＤＥＳａｎｄＩＤＤＥＳｆｏｒｍｕｌａｔｉｏｎｓｆｏｒｔｈｅｋ￣ωｓｈｅａｒｓｔｒｅｓｓｔｒａｎｓｐｏｒｔｍｏｄｅｌ[Ｊ].ＦｌｏｗꎬＴｕｒｂｕｌｅｎｃｅａｎｄＣｏｍｂｕｓｔｉｏｎꎬ２０１２ꎬ８８(３):４３１￣４４９.[２６]季辰ꎬ吴彦森ꎬ侯英昱ꎬ等.捆绑式运载火箭跨声速气动阻尼特性试验研究[Ｊ].实验流体力学ꎬ２０２０ꎬ３４(６):２４￣３１.ＪｉＣꎬＷｕＹＳꎬＨｏｕＹＹꎬｅｔａｌ.Ｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｓｔｕｄｙｏｆａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｄａｍｐｉｎｇｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆａｌａｕｎｃｈｖｅｈｉｃｌｅｗｉｔｈｂｏｏｓｔｅｒｓｉｎｔｒａｎｓｏｎｉｃｆｌｏｗ[Ｊ].ＪｏｕｒｎａｌｏｆＥｘｐｅｒｉｍｅｎｔｓｉｎＦｌｕｉｄＭｅｃｈａｎｉｃｓꎬ２０２０ꎬ３４(６):２４￣３１(ｉｎＣｈｉｎｅｓｅ). [２７]ＡｌｌｅｎＣꎬＲｅｎｄａｌｌＴＣＳ.ＵｎｉｆｉｅｄａｐｐｒｏａｃｈｔｏＣＦＤ￣ＣＳＤｉｎｔｅｒｐｏｌａｔｉｏｎａｎｄｍｅｓｈｍｏｔｉｏｎｕｓｉｎｇｒａｄｉａｌｂａｓｉｓｆｕｎｃｔｉｏｎｓ[Ｒ].ＡＩＡＡ２００７￣３８０４ꎬ２００７.０４。

双喉道Ludwieg管风洞启动过程及其有效运行时间延长

第９卷㊀第１期２０２４年１月气体物理ＰＨＹＳＩＣＳＯＦＧＡＳＥＳＶｏｌ.９㊀Ｎｏ.１Ｊａｎ.２０２４㊀㊀ＤＯＩ:１０.１９５２７/ｊ.ｃｎｋｉ.２０９６￣１６４２.１０７１双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长李创创１ꎬ㊀李志远１ꎬ㊀张振辉２ꎬ㊀吴㊀杰１(１.华中科技大学航空航天学院ꎬ湖北武汉４３００７４ꎻ２.中国空气动力研究与发展中心ꎬ四川绵阳６２１０００)ＳｔａｒｔｉｎｇＰｒｏｃｅｓｓｏｆａＤｏｕｂｌｅ￣ＴｈｒｏａｔＬｕｄｗｉｅｇＴｕｂｅＴｕｎｎｅｌａｎｄｔｈｅＥｘｔｅｎｓｉｏｎｏｆＩｔｓＥｆｆｅｃｔｉｖｅＲｕｎｎｉｎｇＴｉｍｅＬＩＣｈｕａｎｇｃｈｕａｎｇ１ꎬ㊀ＬＩＺｈｉｙｕａｎ１ꎬ㊀ＺＨＡＮＧＺｈｅｎｈｕｉ２ꎬ㊀ＷｕＪｉｅ１(１.ＳｃｈｏｏｌｏｆＡｅｒｏｓｐａｃｅＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇꎬＨｕａｚｈｏｎｇＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙｏｆＳｃｉｅｎｃｅａｎｄＴｅｃｈｎｏｌｏｇｙꎬＷｕｈａｎ４３００７４ꎬＣｈｉｎａꎻ２.ＣｈｉｎａＡｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｓＲｅｓｅａｒｃｈａｎｄＤｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔＣｅｎｔｅｒꎬＭｉａｎｙａｎｇ６２１０００ꎬＣｈｉｎａ)摘㊀要:Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞是开展高超声速空气动力学实验基础研究的重要平台ꎮ但是ꎬ快开阀启动式高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞长期受快开阀影响ꎬ产生不同类型的来流扰动模态ꎮ双喉道气动布局可有效消除快开阀启动式高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞上游部件的扰动来源ꎬ但是会导致风洞有效运行时间大幅缩短ꎮ针对该问题ꎬ通过非定常数值模拟对双喉道气动布局高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的启动特性进行研究ꎬ然后对第１喷管扩张段与稳定段进行了融合设计ꎬ研究了不同扩张角与稳定段组合对风洞启动时间以及流场品质的影响ꎮ结果表明ꎬ采用减小扩张角组合设计能够使双喉道气动布局高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的有效运行时间提升近２０％ꎬ并且对下游实验段内的静态流场品质几乎无影响ꎬ有效提高了风洞的实验能力ꎮ同时ꎬ相较于较大的扩张角组合ꎬ较小的扩张角设计能够减少约１０％的总压损失ꎮ关键词:高超声速风洞ꎻＬｕｄｗｉｅｇ管风洞ꎻ双喉道布局ꎻ风洞启动特性ꎻ有效运行时间㊀㊀㊀收稿日期:２０２３￣０７￣０３ꎻ修回日期:２０２３￣０８￣１７第一作者简介:李创创(２０００ )㊀男ꎬ硕士ꎬ主要研究方向为高超声速空气动力学ꎮＥ￣ｍａｉｌ:２９３０３６９４００＠ｑｑ.ｃｏｍ通信作者简介:吴杰(１９８６ )㊀男ꎬ教授ꎬ主要研究方向为高速飞行器空气动力学㊁智能流动控制㊁高速风洞设计ꎮＥ￣ｍａｉｌ:中图分类号:Ｖ２１１.７５１㊀㊀文献标志码:ＡＡｂｓｔｒａｃｔ:ＴｈｅＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｓｅｒｖｅｓａｓａｃｒｕｃｉａｌｔｅｓｔｉｎｇｇｒｏｕｎｄｆｏｒｆｕｎｄａｍｅｎｔａｌｓｔｕｄｉｅｓｏｆｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃａｅｒｏｄｙ￣ｎａｍｉｃｓ.Ｈｏｗｅｖｅｒꎬｔｈｅｑｕｉｃｋ￣ｏｐｅｎｉｎｇｖａｌｖｅ￣ｓｔａｒｔｅｄｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｈａｓｂｅｅｎａｆｆｅｃｔｅｄｂｙｔｈｅｑｕｉｃｋ￣ｏｐｅｎｉｎｇｖａｌｖｅｆｏｒａｌｏｎｇｔｉｍｅꎬｒｅｓｕｌｔｉｎｇｉｎｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｙｐｅｓｏｆｆｌｏｗｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅｍｏｄｅｓ.Ｔｈｅｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｃｏｎｆｉｇｕ￣ｒａｔｉｏｎｃａｎｅｆｆｅｃｔｉｖｅｌｙｅｌｉｍｉｎａｔｅｔｈｅｄｉｓｔｕｒｂａｎｃｅｓｏｕｒｃｅｏｆｔｈｅｕｐｓｔｒｅａｍｃｏｍｐｏｎｅｎｔｓｏｆｔｈｅｑｕｉｃｋ￣ｏｐｅｎｉｎｇｖａｌｖｅ￣ｓｔａｒｔｅｄｈｙｐｅｒ￣ｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌꎬｂｕｔｉｔｗｉｌｌｌｅａｄｔｏａｓｉｇｎｉｆｉｃａｎｔｒｅｄｕｃｔｉｏｎｉｎｔｈｅｅｆｆｅｃｔｉｖｅｒｕｎｎｉｎｇｔｉｍｅｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ.Ｉｎｏｒｄｅｒｔｏｓｏｌｖｅｔｈｉｓｐｒｏｂｌｅｍꎬｔｈｅｕｎｓｔｅａｄｙｎｕｍｅｒｉｃａｌｓｉｍｕｌａｔｉｏｎｗａｓｕｓｅｄｔｏｓｔｕｄｙｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆｔｈｅｈｙｐｅｒ￣ｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｗｉｔｈｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎ.Ｔｈｅｎꎬａｆｕｓｉｏｎｄｅｓｉｇｎｗａｓｃａｒｒｉｅｄｏｕｔｆｏｒｔｈｅｆｉｒｓｔｎｏｚｚｌｅｅｘｐａｎｓｉｏｎｓｅｃｔｉｏｎａｎｄｔｈｅｓｔａｂｌｅｓｅｃｔｉｏｎ.Ｔｈｅｅｆｆｅｃｔｓｏｆｄｉｆｆｅｒｅｎｔｃｏｍｂｉｎａｔｉｏｎｓｏｆｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓａｎｄｓｔａｂｌｅｓｅｃ￣ｔｉｏｎｓｏｎｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｔｉｍｅａｎｄｆｌｏｗｆｉｅｌｄｑｕａｌｉｔｙｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｗｅｒｅｓｔｕｄｉｅｄ.ＴｈｅｒｅｓｕｌｔｓｓｈｏｗｔｈａｔｔｈｅｅｆｆｅｃｔｉｖｅｒｕｎｎｉｎｇｔｉｍｅｏｆｔｈｅｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌｗｉｔｈｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔａｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎｃａｎｂｅｉｎｃｒｅａｓｅｄｂｙｎｅａｒｌｙ２０％ｂｙｕｓｉｎｇｔｈｅｃｏｍｂｉｎｅｄｄｅｓｉｇｎｏｆｒｅｄｕｃｉｎｇｔｈｅｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅꎬａｎｄｔｈｅｓｔａｔｉｃｆｌｏｗｆｉｅｌｄｑｕａｌｉｔｙｉｎｔｈｅｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｅｘ￣ｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｓｅｃｔｉｏｎｉｓａｌｍｏｓｔｕｎａｆｆｅｃｔｅｄꎬｗｈｉｃｈｅｆｆｅｃｔｉｖｅｌｙｉｍｐｒｏｖｅｓｔｈｅｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌａｂｉｌｉｔｙｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ.Ａｔｔｈｅｓａｍｅｔｉｍｅꎬｃｏｍｐａｒｅｄｗｉｔｈｔｈｅｌａｒｇｅｒｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｃｏｍｂｉｎａｔｉｏｎꎬｔｈｅｓｍａｌｌｅｒｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｄｅｓｉｇｎｃａｎｒｅｄｕｃｅｔｈｅｔｏｔａｌｐｒｅｓ￣ｓｕｒｅｌｏｓｓｂｙａｂｏｕｔ１０％.第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长Ｋｅｙｗｏｒｄｓ:ｈｙｐｅｒｓｏｎｉｃｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌꎻＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｔｕｎｎｅｌꎻｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎꎻｓｔａｒｔ￣ｕｐｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆｗｉｎｄｔｕｎ￣ｎｅｌꎻｅｆｆｅｃｔｉｖｅｒｕｎｎｉｎｇｔｉｍｅ引㊀言高超声速飞行器由于其高速度㊁强机动㊁超远程等特点ꎬ是当今世界航空航天强国的研究热点ꎬ具有重要的军事战略意义及广阔的民用应用前景[１]ꎮ高超声速飞行器趋向于临近空间发展ꎬ在大气层内飞行时间长ꎬ所涉及的飞行环境㊁速度以及气体流动特性十分复杂ꎬ给气动研究带来了巨大挑战ꎮ通过近几十年的研究ꎬ研究人员在高超声速流动领域积累了大量的理论基础与经验ꎬ但是高超声速空气动力学仍存在诸多难点问题ꎮ虽然计算空气动力学已成为飞行器精确㊁高效设计的预测手段ꎬ但在高超声速流动领域由于流动机理十分复杂ꎬ如高超声速湍流建模㊁高温下多物理场耦合与非化学平衡状态等ꎬ数值方法不能完全刻画其流场演化[２￣５]ꎮ对于一些特殊的流动现象ꎬ如层流㊁湍流边界层转捩以及激波￣边界层相互作用机理[６ꎬ７]ꎬ目前还无普适的数值模型能够进行预测ꎬ因此需要通过地面气动试验与真实飞行试验相互配合来研究ꎬ以降低飞行器设计中的不确定性ꎮ虽然飞行试验能够获得丰富且更真实的试验数据ꎬ但飞行试验成本昂贵且测试手段也受到较大约束ꎮ同时常规超声速及高超声速风洞设备建设成本昂贵ꎬ风洞的运行和操作也较为复杂ꎬ提高了科研机构进行基础研究的门槛[８ꎬ９]ꎮ随着我国国防事业的发展ꎬ飞行器设计的战术技术指标要求不断提高ꎬ意味着对风洞试验技术也有了更高的要求ꎬ风洞试验趋向于高精度㊁低成本和精细化等方向发展[１０]ꎮ在高超声速风洞中ꎬＬｕｄｗｉｅｇ管风洞由于其基于中心膨胀波的运行模式ꎬ具有来流Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数高㊁流场重复性好㊁流场稳定等优点[１１]ꎮ最初ꎬＬｕｄｗｉｅｇ[１２]将该设施设计为在高Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数下进行亚声速/跨声速试验的低成本替代方案ꎮ由于Ｌｕｄ￣ｗｉｅｇ管风洞具有能够产生低湍流均匀自由来流的优点ꎬ后来被用于高超声速试验[１３ꎬ１４]ꎮ典型Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞由长直储气段㊁Ｌａｖａｌ喷管㊁试验段和真空罐组成ꎬ通过这种设施可以产生相对较长的运行时间(０.１~０.２ｓ)㊁较大的试验截面和较高的Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数(５ˑ１０６~５０ˑ１０６ｍ－１)的高超声速流场ꎮ为了进一步提高Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的运行效率ꎬ德国宇航院Ｋｏｐｐｅｎｗａｌｌｎｅｒ等[１５]研制了适用于Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的快开阀控制系统ꎬ大幅度提高了该类风洞的试验效率ꎬ并降低了风洞的运行成本ꎮ虽然Ｌｕｄ￣ｗｉｅｇ管风洞能够以较低的建设和运行成本实现高质量的高超声速流场ꎬ但其存在以下不足:首先ꎬＬｕｄｗｉｅｇ管风洞的设计Ｍａｃｈ数单一ꎬ向低宽Ｍａｃｈ数拓展存在困难[１６]ꎮ其次ꎬ由于气体重力作用ꎬ储气段内气体加热不均匀ꎬ从而产生较大的熵波扰动[１７ꎬ１８]ꎮ再者ꎬ快开阀对Ｌａｖａｌ喷管喉部上游流场的干扰会增加试验段自由流扰动幅值[１９]ꎻ同时ꎬ阀门形成的涡脱落也会在风洞流场中引入一定的涡波扰动[２０]ꎮ上述扰动源的引入会显著降低风洞的流场品质ꎮ为了将高Ｍａｃｈ数Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞向中低Ｍａｃｈ数扩展ꎬＷｕ等[２１]基于常规高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管采用双喉道气动布局ꎬ即额外增加１个Ｌａｖａｌ喷管和用于连接两个喷管的稳定段ꎻ第１喷管和稳定段联合起到节流作用ꎬ可以低成本地实现将原有的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞向多个运行Ｍａｃｈ数扩展ꎮ此外ꎬ采用双喉道布局Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞自由流扰动的特征表明ꎬ稳定段可以相当大程度地消除来自快开阀及其他上游组件产生的干扰ꎮＳｃｈｒｉｊｅｒ等[２２]也采用了相同设计ꎬ通过串联喷管的配置实现了风洞由高Ｍａｃｈ数流动到低Ｍａｃｈ数的转变ꎮ国内高亮杰等[２３ꎬ２４]详细分析了该气动布局风洞喷管的工作模态ꎬ并采用非定常数值模拟技术研究了风洞的启动特性ꎬ实现不同Ｍａｃｈ数下的尺寸匹配ꎮ然而ꎬ按照Ｗｕ等[１７]的设计思路ꎬＬｕｄｗｉｅｇ管风洞只能向低Ｍａｃｈ数工况拓展ꎬ传统的高超声速Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞要消除来自Ｌａｖａｌ喷管上游部件的干扰仍存在较大难度ꎮ同时ꎬＷｕ等[１７]的设计中第１喷管的喉道面积比第２喷管要小得多ꎬ导致两个喉道之间产生较大的总压损失ꎬ会影响风洞的气动性能ꎮ针对该问题ꎬＬｉ等[１６]设计了一种双喉道气动布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞ꎬ使风洞的第２喉道截面积小于第１喉道ꎬ数值模拟与实验结果均验证了该方案可行ꎬ大幅提升了高超声速来流的流场品质ꎬ且总压损失较小ꎮ但是ꎬ由于第１Ｌａｖａｌ喷管和稳定段的引入ꎬ使该风洞的启动时间较长ꎬ因此须对其启动过程进行进一步优化分析ꎬ以期缩短采用该类气动布局风洞的启动时间ꎮ针对该问题ꎬ对该双喉道布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动特性进行深入研究ꎬ并重点对缩短风洞启动过程进行优化ꎮ文章首９５气体物理２０２４年㊀第９卷先介绍采用该双喉道气动布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的工作原理ꎻ之后ꎬ对风洞的启动过程进行非定常数值模拟与分析ꎻ而后ꎬ将对第１段Ｌａｖａｌ喷管与稳定段进行融合设计ꎬ并分析其对风洞的启动过程和流场品质的影响ꎻ最后ꎬ根据数值模拟结果ꎬ确定进一步缩短采用该双喉道气动布局的Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞运行时间的有效设计ꎮ１㊀双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞设计１.１㊀双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞运行原理该双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞结构与Ｗｕ等[１７]以及Ｓｃｈｒｉｊｅｒ[２５]描述的相似ꎬ但由于第１喷管与第２喷管的喉道面积比大于１ꎬ导致其工作原理完全不同ꎮ采用第１喉道较大的布局方式可以消除风洞稳定运行时第１喉道处的激波结构和由双喉道面积比引入的压力损失ꎬ其气动布局如图１所示ꎮ快开阀开启瞬间ꎬ储气段内的高温高压气体首先通过第１喷管ꎬ并在第１喷管喉道处发生壅塞ꎮ随后气体通过稳定段ꎬ在第２喷管喉道处再次发生壅塞ꎬ而后流动沿第２喷管扩张至设计的超声速流动ꎮ此时第１和第２喷管喉道处的流动均为声速流动ꎬ膨胀波(图１中的ＯＡ和ＯＢ)向上游传播到储气段中ꎮ在该过程中ꎬ第１喷管和第２喷管中的流动符合一维等熵流动控制方程ꎮ稳定段内气体的总压和总温用Ｐ１和Ｔ表示ꎬ储气段中气体总压和总温用Ｐ０和Ｔ０表示ꎮ流场建立初期ꎬ流经第１和第２喉道的气体质量流量均可由下面的最大质量流量公式表示ꎬ其中Ａ∗对应喷管喉道截面积ꎮｍ＝Ｐ０ꎬ１Ｔ０ꎬ１Ａ∗γＲ２γ＋１æèçöø÷γ＋１２γ－２在风洞的整个流场中ꎬ忽略热传导ꎬ可认为是绝热过程(Ｔ０＝Ｔ１)ꎮ由于第１喉道面积大于第２喉道面积且Ｐ０大于Ｐ１ꎬ所以风洞启动过程中流经第１喉道的质量流量大于第２喉道ꎮ稳定段内的气体质量增加使压力Ｐ１上升ꎬ进而使通过第２喉道的质量流量增大ꎬ同时稳定段内的流动逐渐转变为亚声速流动ꎬ随后流经第１喉道的质量流量开始减小ꎮ一段时间后通过两喉道的质量流量会达到平衡ꎬ此时风洞处于稳定运行状态ꎬ声速点位于第２喉道ꎬ第２喉道为整个流道的几何喉道ꎮ当膨胀波系经储气段末端反射回来到达第１喉道时ꎬ风洞１个运行周期结束ꎬ快开阀随后关闭ꎮ该风洞布局中ꎬ稳定段内的主要扰动来源是阀门的涡脱落和第１喷管与稳定段交接处附近的流动分离ꎬ都属于涡波扰动ꎬ扰动形式较为单一ꎮ该气动布局总压损失较小ꎬ并且在稳定段中容易设计整流措施ꎬ因此通过该风洞实验平台可以获得更高质量的自由来流ꎮ但这种气动布局会使风洞的启动耗时较长ꎬ须对其启动过程进行研究ꎮ图１㊀新型双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞运行原理图Ｆｉｇ.１㊀Ｏｐｅｒａｔｉｏｎｐｒｉｎｃｉｐｌｅｏｆｎｅｗｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ[１６]１.２㊀第１Ｌａｖａｌ喷管与稳定段设计风洞运行稳定时ꎬ第１喷管与稳定段内的流动均为亚声速流动ꎬ所以无须使用特征线法进行设计ꎮ同时在第１喷管喉道出口处预期会存在微弱的射流效应ꎬ在靠近壁面区域可能存在流动分离ꎬ因此第１喷管型线无须进行精细化设计ꎮ其中ꎬ第１喷管收缩段采用Ｗｉｔｏｓｚｙｎｓｋｉ方法ꎬ其型线表达式如下ｙ＝ｙ∗１－１－ｙ０ｙｉæèçöø÷２éëêêùûúú１－ｘ２Ｌ２ｉæèçöø÷２１＋ｘ２３Ｌ２ｉæèçöø÷３０６第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长式中ꎬｙ为横坐标为ｘ处的截面半径ꎬｙ０为喉部半径ꎬｙｉ为收缩段入口半径ꎬＬｉ为收缩段长度ꎮ为了方便实现第１喷管与稳定段的融合设计ꎬ喷管扩张段出口采用５次曲线并引出与之相切的直线与稳定段相连ꎬ保证了第１喉道出口处的光滑过渡ꎬ避免在该位置处产生激波干扰ꎮ第１喷管与稳定段的整体示意图如图２所示ꎬ扩张段５次曲线公式如下ｙ－ｙ０ｙｏｕｔ－ｙ０＝１＋１０ｘＬｅｘｐæèçöø÷３＋１５ｘＬｅｘｐæèçöø÷４＋６ｘＬｅｘｐæèçöø÷５式中ꎬｙｏｕｔ为扩张段出口半径ꎬＬｅｘｐ为扩张段长度ꎮ图２㊀第１Ｌａｖａｌ喷管示意图Ｆｉｇ.２㊀ＳｋｅｔｃｈｏｆｔｈｅｆｉｒｓｔＬａｖａｌｎｏｚｚｌｅ第１喷管的收缩段和扩张段的出口半径与稳定段保持一致ꎬ稳定段和扩张段总长保持不变ꎬ因此喷管扩张角θ的大小决定了稳定段和扩张段的长度ꎮ稳定段的设计依赖于其内的流动状态ꎬ为了使经过第１喷管加速后的流场便于通过阻尼材料进行整流来获得高质量流场ꎬ稳定段内的流速通常被限制在Ｍａ＝０.１ꎮ根据Ｍａｃｈ￣面积关系式ꎬ可由第１喉道面积获得稳定段半径ꎬ而第１喉道面积受限于第１喉道与第２喉道面积比ꎮ本次计算的风洞气动外形尺寸参考华中科技大学Φ０.２５ｍ口径Ｍａｃｈ数６Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞[２６]ꎬ在本次计算中第１喉道与第２喉道截面面积比为２.２６ꎬ稳定段出口到第１喉道的距离为７２０ｍｍꎬ第１喷管扩张角为１７ʎꎬ第２喷管长度为１４００ｍｍꎮ１.３㊀数值设置使用ＳＵ２代码对该风洞的启动过程进行非定常Ｒｅｙｎｏｌｄｓ平均Ｎａｖｉｅｒ￣Ｓｔｏｋｅｓ(ＵＲＡＮＳ)模拟ꎬＳＵ２代码能够预测高超声速流经复杂几何形状周围的黏性流动[２７ꎬ２８]ꎮ在本计算中ꎬ采用的湍流模式为标准ＭｅｎｔｅｒＳＳＴ两方程湍流模型[２９ꎬ３０]ꎬ对流项格式采用２阶迎风格式[３１ꎬ３２]ꎮ出于稳定性考虑ꎬ采用双时间格式ꎬ并将物理时间步长限制为Δｔ＝１０－６ｓꎮ每个物理时间步长的子迭代次数为４０ꎬ确保残差能够减少至少４个数量级ꎮ为了得到精确的结果ꎬ流场采用结构化网格ꎬｙ＋均取１左右ꎬ部分网格与边界条件如图３所示ꎮ储气段总长为２２ｍꎬ图中未完全画出ꎮ第２Ｌａｖａｌ喷管沿流向和垂向的网格数目为４８０ˑ６０ꎬ其余部分的网格生成采用了类似的网格密度ꎬ并对喷管壁面处的网格进行加密处理ꎮ流场的边界条件定义如下:风洞出口定义为压力出口ꎬ所有的壁面指定为绝热无滑移壁面边界条件ꎬ风洞轴线采用轴对称边界条件ꎮ图３㊀网格划分与边界条件设置Ｆｉｇ.３㊀Ｍｅｓｈｔｏｐｏｌｏｇｙａｎｄｂｏｕｎｄａｒｙｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓｏｆｆｌｏｗｆｉｅｌｄ风洞启动时ꎬ快开阀可在５ｍｓ内完成启闭ꎬ快开阀开启过程对风洞启动过程的影响几乎可以忽略不计ꎮ因此在快开阀与Ｌａｖａｌ喷管喉部的接触面上布置了１个数值膜片ꎬ以初始化流场并进行时间瞬态模拟ꎮ储气段的初始条件为总压１ＭＰａ和总温４３４Ｋꎬ出口设置为压力出口条件ꎬ出口压力为１００Ｐａꎬ单位Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数为Ｒｅ/ｌ＝１.０６ˑ１０７ｍ－１ꎮ赵家权等[３３]通过将ＳＵ２计算的结果与其他求解器进行比较ꎬ检验了其求解高超声速流场的能力ꎬ结果表明ＳＵ２和其他求解器吻合良好ꎬ可用于高超声速管道流动模拟ꎮ２㊀数值结果与分析２.１㊀双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的启动过程分析目前对该气动布局风洞启动过程研究较少且不够深入ꎬ因此着重对风洞的启动过程进行分析ꎮ为了对风洞的启动过程有进一步的理解ꎬ并确定该气动布局的可用性ꎬ以及更好地对第１喷管与稳定段进行融合设计ꎬ对该风洞的启动过程进行了非定常数值模拟ꎮ图４展示了阀门开启后１~３０ｍｓ时刻从快开阀到试验段的Ｍａｃｈ数分布情况ꎮ阀门开启后ꎬ流动在初始高压比作用下首先在第１喷管喉道处达１６气体物理２０２４年㊀第９卷到声速ꎬ然后超声速流动迅速占据整个稳定段并在第２喉道入口处形成壅塞流动ꎮ此时ꎬ第１和第２喉道处的流动均为声速流动ꎬ流动经过第２喷管膨胀加速至高超声速ꎬ并在试验段内形成不稳定的高超声速流动ꎮ在ｔ＝２ｍｓ时ꎬ为了匹配两喉道截面处的流量ꎬ稳定段内的压力开始增加ꎬ第２喉道入口处的流动开始由超声速流动转变成亚声速流动并在收缩段内形成一个亚声速流动区ꎻ该亚声速流动区逐渐沿风洞壁面向上游发展ꎬ在ｔ＝５ｍｓ时亚声速流动占据整个稳定段ꎮ之后第１喷管处开始出现微弱的射流现象ꎬ并随时间逐渐增强然后减弱ꎬ最后在ｔ＝３０ｍｓ时完全消失ꎮ此时风洞的流场已经建立ꎬ第１喷管与稳定段内的流动完全为亚声速流动ꎮ图４㊀风洞启动过程中不同时刻的Ｍａｃｈ数云图Ｆｉｇ.４㊀Ｍａｃｈｎｕｍｂｅｒｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｉｍｅｓｄｕｒｉｎｇｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｐｒｏｃｅｓｓｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ密度梯度云图反映了风洞启动过程中流场内部的激波结构(如图５所示)ꎮ风洞启动瞬间ꎬ超声速气流通过第１喉道并在第１喷管与稳定段的交接处产生斜激波ꎮ由于风洞流场的对称性ꎬ斜激波会在风洞轴线上汇聚ꎬ之后在风洞壁面与轴线间来回反射ꎮ由于能量的耗散ꎬ激波强度沿流向逐渐衰减ꎮ随着稳定段内压力升高ꎬ第２喉道入口处的激波结构开始消失并逐渐向上游过渡ꎮｔ＝５ｍｓ时稳定段内的流动比较稳定ꎬ第１喷管处于欠膨胀状态ꎬ但却呈现典型过膨胀激波特征ꎮ激波后的逆压梯度导致边界层与喷管壁面分离ꎬ在靠近壁面两侧形成λ形激波ꎮ随着稳定段与储气段出口压力比的进一步升高ꎬ激波逐渐向第１喷管喉道处靠近ꎬ并伴随出现一系列的激波串ꎬ激波串的强度随时间逐渐减弱并消失ꎮ在ｔ＝３０ｍｓ时稳定段内流动完全为亚声速流动ꎬ因此不存在激波结构ꎮ图５㊀风洞启动过程中不同时刻的密度梯度云图Ｆｉｇ.５㊀Ｄｅｎｓｉｔｙｇｒａｄｉｅｎｔｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｉｍｅｓｄｕｒｉｎｇｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｐｒｏｃｅｓｓｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ为了更清楚地了解稳定段内的流动情况ꎬ图６给出了不同时刻稳定段内沿轴向的动量及流线云图ꎮｔ＝１ｍｓ时ꎬ在第２喉道入口处ꎬ由于超声速气流流动发生壅塞而形成流动分离区ꎮ该流动分离区内的涡卷成股旋转着沿风洞壁面向上游流去ꎬ并最终汇聚在第１喷管与稳定段的交接位置处ꎬ在后续过程中导致了激波串的出现ꎮ即使流动达到稳定后ꎬ稳定段内也存在较大的流动分离区ꎬ第１喉道的核心流动区域从壁面分离ꎬ该处的流动以恒定的面积向下游流去ꎮ由于流动分离区集中在第１喷管与稳定段交接位置处ꎬ该区域内的流动可能会对稳定段内的流动产生新的干扰ꎬ该扰动可能通过第２喉道进而对下游试验段内的流场产生影响ꎮ流动分离区的存在也会增加试验段内的总压损失ꎮ图６㊀风洞启动过程中不同时刻沿轴线方向动量云图Ｆｉｇ.６㊀Ｍｏｍｅｎｔｕｍｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｌｏｎｇｔｈｅａｘｉｓｄｉｒｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｔｉｍｅｓｄｕｒｉｎｇｔｈｅｓｔａｒｔ￣ｕｐｐｒｏｃｅｓｓｏｆｔｈｅｗｉｎｄｔｕｎｎｅｌ为了分析该风洞启动时的流动演化过程ꎬ在图４所示的４个特殊流向位置提取Ｍａｃｈ数和静压以及总压随时间变化的数据进行分析(如图７所示)ꎮ其中位置１~４分别位于储气段出口㊁稳定段入口㊁稳定段出口和试验段内位置处ꎬ数据提取点距离风洞轴线法向１０ｍｍ处ꎮ２６第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长(ａ)ｓｌｏｔ１㊀㊀㊀(ｂ)ｓｌｏｔ２(ｃ)ｓｌｏｔ３㊀㊀５．００(ｄ)ｓｌｏｔ４图７㊀沿双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞不同位置的压力和Ｍａｃｈ数随时间的变化Ｆｉｇ.７㊀ＶａｒｉａｔｉｏｎｏｆｐｒｅｓｓｕｒｅａｎｄＭａｃｈｎｕｍｂｅｒｗｉｔｈｔｉｍｅａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｌｏｃａｔｉｏｎｓａｌｏｎｇｔｈｅｄｏｕｂｌｅ￣ｔｈｒｏａｔＬｕｄｗｉｅｇｔｕｂｅ储气段出口处(如图７(ａ)所示)的Ｍａｃｈ数在２０ｍｓ前后先增大后减小ꎬ在４０~１００ｍｓ之间基本保持不变ꎬ对应于双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的有效运行时间ꎮ储气段出口处压力在启动过程中先下降ꎬ直到第１喉道不存在声速流动ꎻ此时第１喉道处激波串完全消失ꎬ储气段压力才开始逐渐上升ꎬ通过第１喉道质量流量开始减小ꎮ然后储气段压力维持稳定并存在９％的总压损失ꎬ１００ｍｓ后膨胀波再次到达快开阀ꎬ风洞一个运行周期结束ꎮ在稳定段入口处(如图７(ｂ)所示)ꎬＭａｃｈ数一开始由于流动膨胀而增加ꎬ随后稳定段内Ｍａｃｈ数下降到亚声速流动ꎮ风洞运行时ꎬ由于稳定段入口Ｍａｃｈ数仍然较高ꎬ稳定段入口静压值与总压值相比较小ꎮ值得注意的是ꎬ在１０ｍｓ前ꎬ稳定段入口Ｍａｃｈ数和压力存在两次急剧的波动ꎮ从前面的分析可以看出ꎬ第１次波动是由流动在第２喉道处发生壅塞㊁亚声速区向上游过渡导致的ꎬ而第２次波动是受此处激波串的出现和消失的影响ꎮ在稳定段出口(如图７(ｃ)所示)观察到同样现象ꎬ但两次Ｍａｃｈ数波动的幅值明显减小ꎮ随后Ｍａｃｈ数又出现明显的上升和下降趋势ꎮ该趋势是由第１喷管处的射流效应导致的ꎬ从侧面反映了当激波串逐渐消失时ꎬ随后射流效应的影响区域逐渐扩大然后又逐渐减小ꎮ从位置１ꎬ２ꎬ３中的压力变化可以看出ꎬ稳定段内的质量流量匹配过程以第１喉道不存在声速流动为节点ꎬ可以分为两个阶段:在０~１８ｍｓ时间段内通过第１喉道的质量流量基本不变ꎬ而通过第２喉道的质量流量逐渐增大ꎬ该阶段稳定段内的流场结构复杂ꎬ流动较为混乱ꎬ是流场结构趋于稳定的过程ꎻ在１８~３４ｍｓ时间段内ꎬ通过第１喉道的质量流量逐渐减小而通过第２喉道的质量流量逐渐增大ꎬ该阶段稳定段内流动为亚声速流动ꎬ无激波结构存在ꎬ是储气段与稳定段内压力的匹配过程ꎮ图７(ｄ)描绘了试验段内Ｍａｃｈ数和压力的演化过程ꎬ其中前３０ｍｓ是流场演化所需的时间ꎻ３０~１００ｍｓꎬ风洞处于稳定运行状态ꎬＭａｃｈ数和压力基本保持不变ꎮ风洞稳定运行时ꎬ从储气段到试验段中的总压基本保持不变ꎬ并维持在０.９ＭＰａ左右ꎮ由此说明ꎬ该气动布局带来的额外总压损失基本可以忽略不计ꎬ总压损失主要来源于风洞启动时产生３６气体物理２０２４年㊀第９卷的总压损失ꎮ从图７(ｃ)㊁(ｄ)可以看出ꎬ压力在稳定段内达到稳定大约需要３４ｍｓꎬ这意味着该双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞的有效运行时间为７０ｍｓꎮ值得注意的是ꎬ静压达到稳定所需的时间比Ｍａｃｈ数要长ꎮ因此ꎬ应以试验段静压幅值波动小于１％为判断标准来评价后续风洞试验段的有效运行时间ꎮ为了说明试验段内距离风洞轴线法向１０ｍｍ处的提取点数据能够用来评估风洞的有效运行时间ꎬ选取距离风洞轴线法向１０ꎬ２０ꎬ３０ꎬ４０ｍｍ处数据进行分析(如图８所示)ꎮ可以看到不同位置点所体现的风洞有效运行时间基本相同ꎬ采用距离风洞轴线１０ｍｍ位置处的提取点可以用来评估风洞的有效运行时间ꎮ图８㊀试验段内不同法向位置静压分布Ｆｉｇ.８㊀Ｓｔａｔｉｃｐｒｅｓｓｕｒｅｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｎｏｒｍａｌｌｏｃａｔｉｏｎｓｉｎｔｈｅｔｅｓｔｓｅｃｔｉｏｎ为了进一步了解风洞稳定运行时稳定段内的流动情况ꎬ图９给出了风洞启动后６０ｍｓꎬ距离稳定段入口处０ꎬ０.２ꎬ０.４ꎬ０.６ｍ位置处Ｍａｃｈ数沿轴线法向方向的分布情况ꎮ可以看到ꎬ稳定段内依然存在微弱的射流效应ꎬ流动沿着稳定段发展ꎬ流速降低的同时流动会更加均匀ꎮ流动在稳定段出口处的Ｍａ<０.１ꎬ能够满足稳定段的设计要求ꎬ一般来说稳定段越长其匀流效果越好ꎬ但会带来更长的风洞启动时间ꎮ２.２　扩张段与稳定段优化设计对图６的分析发现ꎬ流动分离区主要集中在扩张段与稳定段的交接位置处ꎬ因此可以通过减小扩张段的扩张角并保持稳定段与扩张段总长不变ꎬ使喷管壁面占据部分分离区来减少稳定段内流场的演化时间ꎬ进而减少风洞的启动时间ꎮ图９㊀稳定段不同位置处Ｍａｃｈ数沿轴线法向分布Ｆｉｇ.９㊀Ｍａｃｈｎｕｍｂｅｒｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎａｌｏｎｇｔｈｅｎｏｒｍａｌｄｉｒｅｃｔｉｏｎｏｆｔｈｅａｘｉｓａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｌｏｃａｔｉｏｎｓｉｎｔｈｅｓｔａｂｌｅｓｅｃｔｉｏｎ为了研究不同扩张角与稳定段组合对风洞启动时间以及稳定段内流场品质的影响ꎬ对扩张角为１７ʎꎬ６.７ʎꎬ４.１ʎ和３.２ʎ的风洞进行非定常数值模拟ꎮ随着扩张角减小ꎬ扩张段变长而稳定段相对变短ꎬ图１０给出了风洞启动后１ｍｓ和１５ｍｓ时不同扩张角和稳定段组合下沿轴向密度梯度云图ꎮ在ｔ＝１ｍｓ时ꎬ随着扩张角减小ꎬ由于第１喷管与稳定段交接处的拐角增大ꎬ形成的斜激波有明显减弱ꎬ同时稳定段变短会使稳定段内的激波结构更少ꎮ在ｔ＝１５ｍｓ时ꎬ随着扩张角减小ꎬ在第１喉道下游附近的激波串数量逐渐减少ꎬ说明较小扩张角稳定段内的流场演化速度更快ꎬ即压力匹配的第１阶段完成更快ꎮ对不同扩张角与稳定段组合下沿风洞轴线动量以及流线分布云图进行分析(见图１１)ꎮｔ＝１ｍｓ时ꎬ第２喉道入口处的流动分离区并没有随扩张角的减小产生明显变化ꎮ在ｔ＝１５ｍｓ时ꎬ对于不同扩张角与稳定段组合ꎬ流动分离区主要分布在稳定段内动量较低的区域ꎬ且随扩张角减小而减小ꎻ而较高动量区域为流动的核心区域ꎬ其分布基本一致ꎮ这说明改变扩张角会影响稳定段内分离区大小ꎬ而基本不会对稳定段内核心区域内流动产生较大影响ꎮ(ａ)ｔ＝１ｍｓ４６第１期李创创ꎬ等:双喉道Ｌｕｄｗｉｅｇ管风洞启动过程及其有效运行时间延长(ｂ)ｔ＝１５ｍｓ图１０㊀不同扩张角下沿轴线方向上密度梯度分布云图Ｆｉｇ.１０㊀Ｄｅｎｓｉｔｙｇｒａｄｉｅｎｔｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｌｏｎｇｔｈｅａｘｉｓｄｉｒｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓ(ａ)ｔ＝１ｍｓ(ｂ)ｔ＝１５ｍｓ图１１㊀不同扩张角下沿轴线方向上动量分布云图Ｆｉｇ.１１㊀Ｍｏｍｅｎｔｕｍｃｌｏｕｄｃｈａｒｔａｌｏｎｇｔｈｅａｘｉｓｄｉｒｅｃｔｉｏｎａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓ为了分析不同扩张角与稳定段组合对风洞启动时间的影响ꎬ取不同扩张角下位置１ꎬ３ꎬ４处的Ｍａｃｈ数和压力分布随时间变化曲线如图１２~１４所示ꎮ从图１２(ａ)㊁(ｂ)可以看出ꎬ储气段入口处Ｍａｃｈ数在１０~２０ｍｓ之间的峰值随扩张角减小而降低ꎬ达到稳定的时刻逐渐提前ꎮ储气段入口处的压力变化反映了稳定段内质量流量匹配的第１阶段与第２阶段所需时间随扩张角减小均缩短ꎬ说明较小扩张角与稳定段组合加速了风洞的启动过程ꎮ稳定段出口处的Ｍａｃｈ数和压力(如图１３(ａ)㊁(ｂ)所示)达到稳定的时间随扩张角减小逐渐提前ꎮ风洞运行时ꎬＭａｃｈ数会随着扩张角减小而有略微增大但压力基本保持不变ꎬ可能是由于稳定段越短匀流效果越差ꎬ同时受第１喉道射流效应的影响越大ꎮ从图１４(ａ)㊁(ｂ)两图可以得出结论ꎬ不同扩张角与稳定段组合几乎不会对风洞稳定运行时试验段内Ｍａｃｈ数和压力产生影响ꎬ较小扩张角组合可以明显提高风洞的有效运行时间ꎮ由于风洞的有效运行时间应以试验段内静压幅值波动小于１％作为判断标准ꎬ依照此判断标准ꎬ扩张角为１７ʎꎬ６.７ʎꎬ４.１ʎ和３.２ʎ对应的启动时刻为３４ꎬ２９ꎬ２２ꎬ１８ｍｓꎬ对应的结束时刻均为１０４ｍｓꎬ因此相应的风洞有效运行时间分别为７０ꎬ７５ꎬ８２ꎬ８６ｍｓꎮ通过采用减小扩张角并保持扩张段与稳定段总长不变的方式ꎬ风洞有效运行时间增加将近１６ｍｓꎬ相较之前提升了约２０％ꎬ大大提高了风洞的试验能力ꎬ这对于高超声速风洞设施来说十分关键ꎮ(ａ)Ｍａｃｈｎｕｍｂｅｒ(ｂ)Ｓｔａｔｉｃｐｒｅｓｓｕｒｅ图１２㊀位置１处不同扩张角下Ｍａｃｈ数和压力随时间的变化Ｆｉｇ.１２㊀ＶａｒｉａｔｉｏｎｏｆＭａｃｈｎｕｍｂｅｒａｎｄｐｒｅｓｓｕｒｅｗｉｔｈｔｉｍｅａｔｄｉｆｆｅｒｅｎｔｅｘｐａｎｓｉｏｎａｎｇｌｅｓａｔｓｌｏｔ１ｐｏｓｉｔｉｏｎ５６。

《幂律流体在Kenics型静态混合器流动特性分析》

《幂律流体在Kenics型静态混合器流动特性分析》一、引言随着化工行业的持续发展，流体力学逐渐成为了工程科学的重要领域。

作为该领域中的一个关键应用，Kenics型静态混合器在各种复杂流体混合中表现出其独特的效果。

其中，幂律流体作为非牛顿流体的一种，因其具有特殊的流动行为，对Kenics型静态混合器的流动特性具有深远影响。

本文旨在深入探讨幂律流体在Kenics型静态混合器中的流动特性，分析其流变行为与混合效果。

二、幂律流体的基本特性幂律流体是一种非牛顿流体，其流动行为不同于传统的牛顿流体。

幂律流体的剪切应力与剪切率之间存在幂律关系，这种关系决定了其流动行为的复杂性和非线性特征。

这种非线性特征使得幂律流体在流动过程中表现出独特的流变行为，如剪切变稀或剪切增稠等。

三、Kenics型静态混合器的结构与工作原理Kenics型静态混合器是一种广泛应用于化工、制药等行业的混合设备。

其结构特点是由一系列弯曲的叶片组成，这些叶片在混合器内部形成复杂的流道。

当流体通过这些流道时，由于流道的弯曲和叶片的阻碍，流体会受到不断的剪切和拉伸作用，从而达到混合的效果。

四、幂律流体在Kenics型静态混合器中的流动特性分析在Kenics型静态混合器中，幂律流体的流动特性受到多种因素的影响。

首先，流体的幂律指数将直接影响其流动行为。

幂律指数较小的流体往往表现出剪切增稠的特性，而幂律指数较大的流体则可能表现出剪切变稀的特性。

这些不同的流动行为将影响流体在混合器中的分布和混合效果。

其次，混合器的结构参数如叶片的形状、弯曲程度以及流道的尺寸等也会对流体的流动特性产生影响。

这些结构参数将决定流体在混合器中的流动路径和剪切强度，从而影响混合效果。

五、实验方法与结果分析为了更深入地了解幂律流体在Kenics型静态混合器中的流动特性，我们进行了系列实验。

通过改变流体的幂律指数、混合器的结构参数以及操作条件（如流量、压力等），我们观察了流体在混合器中的流动行为和混合效果。

盾构推进液压系统参数优化

关键词:盾构推进液压系统;压力扰动;CFD;试验设计;代理模型;模拟退火算法
中图分类997(2021)07-0054-04
Parameter Optimization of Shield Propulsion Hydraulic System
WANG Lin-tao, LUAN Peng-long, SUN Wei, Lljie
A simulated annealing algorithm (ASA) to solve the global optimal solution and the results show that the optimization method
based on agent model is effective.
(School of Mechanical Engineering, Dalian University of Technology, Liaoning Dalian 116024, China)
Abstract： Taking the shield hydraulic system as the research object, use the CFD numerical simulation method research the influ
来稿日期：2020-05-08 基金项目：国家自然科学基金一超大断面盾构推进电液推进系统低围岩扰动调控方法（51605071）作者简介:王林涛,（1987-），男,山东青岛人，博士研究生，副教授，主要研究方向:复杂机电系统多学科建模与优化等;
栾鹏龙,（1992-），男，河南许昌人，硕士研究生，主要研究方向:盾构推进液压系统优化
Key Words： Hydraulic Propulsion System； Pressure Disturbance； CFD； Design of Experiment； Surrogate Model； ASA

基于波叠加方法的可视化声源识别_陈少林

第40卷第6期2008年12月南　京　航　空　航　天　大　学　学　报Journal of N anjing U niversity of Aero nautics &Astronautics V ol.40N o.6　Dec.2008基于波叠加方法的可视化声源识别陈少林1　刘　丽2(1.南京航空航天大学航空宇航学院,南京,210016;2.江西师范大学城市建设学院,南昌,330022)摘要:介绍了一种基于波叠加方法的可视化声源识别技术。

应用波叠加基本理论,采用Bur to n -M iller 型组合层势法或复数失径方法克服解的非惟一性问题,并通过T ikhono v 正则化方法求解这一反问题。

对两脉动球声源和两摆动球声源进行数值仿真,并与解析解进行对比,仿真结果可以很好地识别出两声源的位置。

另外,稳健性分析结果表明该方法具有较好的稳健性。

最后,通过实验进一步验证了波叠加方法用于声源识别的可行性。

关键词:声全息;波叠加方法;T ikhono v 正则化中图分类号:T B 535 文献标识码:A 文章编号:1005-2615(2008)06-0804-06　基金项目:机械系统与振动国家重点实验室基金(VSN -2007-05)资助项目。

　收稿日期:2007-11-02;修订日期:2008-07-01　作者简介:陈少林,男,副教授,1974年1月生,E -mail :iemcsl @y ahoo .com .cn 。

Acoustic Source Identification Based on Wave Superposition MethodChen S haolin 1,L iu L i2(1.College o f Aer ospace Eng ineer ing,N anjing U niver sity of A ero naut ics &A stro naut ics,N anjing ,210016,China;2.College o f City Co nstr uctio n ,Jiangx i N o rmal U niv ersit y ,N anchang ,330027,China )Abstract :A visualization m ethod for identifying the acoustic source is proposed based o n the wave super -positio n method and Tikho nov regularizatio n.Num er ical sim ulations both for tw o pulsating spheres and tw o o scillating spheres ar e conducted ,and results validate the effectiveness of the method .T he robust-ness of the pro posed method is analyzed by numerical ex perim ents.Experimental results show that the metho d has str ong robustness.Finally ,an ex periment is conducted in semi-anecho ic chamber,thus vali-dating the effectiv eness of the metho d .Key words :aco ustic holo graphy ;w ave superpo sition metho d ;Tikhonov reg ur alization引言噪声控制首先要对噪声源进行识别。

双腔室空气弹簧动刚度理论模型与实验研究

第35卷第4期2022年8月振动工程学报Journal of Vibration EngineeringVol.35No.4Aug.2022双腔室空气弹簧动刚度理论模型与实验研究邬明宇，李雪冰，尹航，吕靖成，危银涛（清华大学车辆与运载学院，北京100084）摘要:空气弹簧目前越来越多地用于高端车辆和高铁的隔振，但其动刚度的精确模型不够完善。

提出了一种基于热力学的多腔室空气弹簧动刚度理论模型，以适用于乘用车空气悬架控制的精确算法。

该动刚度公式综合考虑了外界热交换产生的等效阻尼特性、空气气囊的气腔刚度特性以及气囊阻尼特性，给出各贡献项明确的物理意义及精确的数学表达。

与传统空气弹簧模型相比，本模型未对气腔内部气体变化过程加以约束，故具有较强的普适性。

示功实验验证了提出的空气弹簧动刚度理论在大行程下的精确性（与实验值相对误差在0.5%以内）和普适性。

关键词:空气弹簧；动刚度；热力学；滞回特性；示功实验中图分类号:U463.33+4.2文献标志码:A文章编号:1004-4523（2022）04-0834-07DOI ：10.16385/ki.issn.1004-4523.2022.04.0061概述带附加气室的空气弹簧以其优良的隔振性能，已经在车辆领域（乘用车、地铁、高速铁路等）得到了普遍应用［1］。

对于乘用车来说，空气弹簧具有可调高度、质量较轻、承载能力高、可有效抑制噪声等优点［2］。

图1展示了乘用车的带附加气室膜式空气弹簧系统初始状态及定质量工作过程原理图，该系统主要包括主要承载力的空气气囊、用于调节刚度的附加气室、充气用的储气罐以及相关管路等零部件。

在过去的半个世纪对车辆用空气弹簧动力学的研究层出不穷，主要方法有几何学法、等效力学模型、热力学等。

Bruni 等［3］对空气弹簧的动力学模型进行详细总结。

典型的动力学模型包括在一定频率下适用的Nishimura model ［4］，Simpack model ［5］，考虑平方阻尼项的Vampire model ［6］，考虑摩擦单元与速度指数项相关阻尼的Berg model ［7］以及一些相应的改进模型［2，8］。

汽车制动器常用几种摩擦材料性能简介

尘、通风、光线等都有一定要求。试验前试样的调节过程、成雾冷凝结束后玻璃板或铝箔的平衡，都要求环境温度在 !& 45! 4 ，否则将会对试验结果造成直接影响。试验过程的其它环节一般要求环境温度在 &" 4以下。冷凝结束后的玻璃板要求在相对空气湿度为
#"!5,!的环境中平衡。
空气中的小颗粒如灰尘，对试验结果的影响是显而易见的，在玻璃板或铝箔的表面上，一旦有灰尘附着，将直接导致错误的试验结果。所以雾化试验室应配备相应的除尘设备，试验人员应经常用湿布擦拭桌面、设备、附件。为了避免灰尘进入试验室，试验人员进入试验室应穿隔离服装、换专用拖鞋，并要求无关人员不要随便进入试验室内。在用一些有机溶剂清洗试验器件、玻璃器皿时，会产生刺激性的气味。此外，用于对照试验的试剂邻苯二甲酸二异葵酯（ /0/6）和邻苯二甲酸二辛酯（都有轻微毒性，所以要求试验室应有良好的 /76）通风条件。但是当冷凝结束后的玻璃板放在空气中
汽车工艺与材料
・经验交流・
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汽车制动器常用几种摩擦材料性能简介
陈汉汛，朱
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（武汉理工大学汽车工程学院，湖北武汉 !"##$#）
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汽车工艺与材料
・经验交流・
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基于数值模拟与风洞试验的多分裂导线阻力系数干扰效应

㊀㊀㊀㊀收稿日期:2021-05-12;修回日期:2021-09-11基金项目:国家自然科学基金(51778072);长沙理大学实践创新项目(S J C X 202021)通信作者:陈伏彬(1981-),男,教授,博士,博士生导师,主要从事工程结构抗风研究;E -m a i l :f b c h e n 88@126.c o m第37卷第1期电力科学与技术学报V o l .37N o .12022年1月J O U R N A LO FE I E C T R I CP O W E RS C I E N C EA N DT E C H N O L O G YJ a n .2022㊀基于数值模拟与风洞试验的多分裂导线阻力系数干扰效应郭向华1,邓锋华1,肖㊀雁2,林㊀锐3,翁兰溪3,陈伏彬2(1.国网福建省电力有限公司建设分公司,福建福州350003;2.长沙理工大学土木工程学院,湖南长沙410114;3.中国电建集团福建省电力勘测设计院有限公司,福建福州350003)摘㊀要:为研究分裂导线阻力系数随风攻角与分裂间距的变化规律,采用C F D 数值模拟方法研究了不同分裂数与分裂间距下的低风压导线阻力系数随风攻角的变化规律㊂通过在边界层风洞中开展90c m 长的导线节段模型试验,获得了低风压导线不同风攻角条件下导线阻力系数随雷诺数㊁尾流干扰的变化规律,并与数值模拟结果进行对比㊂研究结果表明:多分裂导线阻力系数干扰效应明显,随着分裂数的增加,平均阻力系数可降低20%以上;多分裂导线阻力系数随风攻角变化明显,在风偏的情况下将出现风阻系数峰值:二分裂导线在风攻角为18ʎ~24ʎ出现峰值,四分裂导线在风攻角为22.5ʎ~30ʎ出现峰值;分裂导线风荷载设计应考虑风偏下的不利影响,以及干扰效应影响㊂关㊀键㊀词:分裂导线;风阻系数;干扰效应;风洞试验;数值模拟D O I :10.19781/j.i s s n .1673-9140.2022.01.022㊀㊀中图分类号:TM 75㊀㊀文章编号:1673-9140(2022)01-0186-07S t u d y o f i n t e r f e r e n c e e f f e c t o f b u n d l e d c o n d u c t o r s d r a g co e f f i c i e n t b a s e d o nn u m e r i c a l s i m u l a t i o na n dw i n d t u n n e l t e s tG U O X i a n g h u a 1,D E N GF e n gh u a 1,X I A O Y a n 2,L I N R u i 3,W E N GL a n x i 3,C H E NF u b i n 2(1.C o n s t r u c t i o nb r a n c ho f S t a t eG r i dF u ji a nE l e c t r i cP o w e rC o .,L t d .,F u z h o u350003,C h i n a ;2.S c h o o l o fC i v i l E n g i n e e r i n g ,C h a n g s h aU n i v e r s i t y o f S c i e n c e&T e c h n o l o g y ,C h a n gs h a 410114;3.P o w e rC h i n aF u j i a nE l e c t r i cP o w e rE n g i n e e r i n g Co .,L t d .,F u z h o u350003,C h i n a )A b s t r a c t :T o s t u d y t h e v a r i a t i o n l a wo f d r a g c o e f f i c i e n t f o r t h e b u n d l e d c o n d u c t o rw i t h t h ew i n d a t t a c k a n g l e a n d s p l i t -t i n g d i s t a n c e ,t h eC F Dn u m e r i c a l s i m u l a t i o nm e t h o d i s e m p l o y e d t os t u d y t h ed r a g c o e f f i c i e n t v a r i a t i o n l a w w i t ht h e w i n dd i r e c t i o na n g l e o f d r a g r e d u c e d c o n d u c t o r u n d e r d i f f e r e n t s p l i t t i n g n u m b e r s a n d s p a c i n g.A m o d e l t e s t i s c a r r i e d o u t i n t h eb o u n d a r y -l a y e rw i n d t u n n e l f o r a 90-c mc o n d u c t o r .U n d e r d i f f e r e n tw i n d a t t a c k a n g l e s ,t h e d r a g c o e f f i c i e n t v a r i a t i o no f t h e d r a g r e d u c e dc o n d u c t o r ,c o n c e r n i n g R e yn o l d sn u m b e r a n d i n t e r f e r e n c ee f f e c t ,a r eo b t a i n e da n dt h e n c o m pa r e dw i t hn u m e r i c a l s i m u l a t i o n r e s u l t s .R e s e a r c hr e s u l t s s h o wt h a t t h e i n t e r f e r e n c ee f f e c t o f t h em u l t i -b u n d l e dc o nd u c t o r d r a g c oef f i c i e n t i sn o t i c e a b l e ,a n d t h e a v e r ag ed r a g c o e f f i c i e n t c a nb e r e d u c e db y mo r e t h a n20%w i t ht h e Copyright ©博看网. All Rights Reserved.第37卷第1期郭向华,等:基于数值模拟与风洞试验的多分裂导线阻力系数干扰效应i n c r e a s e o f s p l i t s.T h em u l t i-b u n d l e d c o n d u c t o r d r a g c o e f f i c i e n t v a r i e s o b v i o u s l y w i t h t h ew i n d a t t a c k a n g l e.T h e p e a k v a l u e o f t h ew i n dd r a g c o e f f i c i e n tw i l l a p p e a r i n t h e c a s e o fw i n d a g e y a w.T h e p e a kv a l u e o f2-b u n d l e d c o n d u c t o r a p-p e a r s a t aw i n d a t t a c k a n g l e o f18ʎ~24ʎ,a n d t h e p e a kv a l u e o f4-b u n d l e d c o n d u c t o r a p p e a r s a t aw i n d a t t a c k a n g l e o f22.5ʎ~30ʎ.T h ew i n d l o a d d e s i g n o f b u n d l e d c o n d u c t o r s s h o u l d c o n s i d e r t h e a d v e r s e i n f l u e n c e o fw i n d a g e y a wa n d t h ei n t e r f e r e n c e e f f e c t.K e y w o r d s:b u n d l e d c o n d u c t o r;d r a g c o e f f i c i e n t;i n t e r f e r e n c e e f f e c t;w i n d t u n n e l t e s t;n u m e r i c a l s i m u l a t i o n㊀㊀随着电力基础设施的建设不断地完善,高压长距离输电技术得到了很大的发展与进步,输电线路的抗风性能越来越凸显作用[1]㊂根据研究表明,作用于长距离高压输电导线的风荷载约占输电线路所受总体风荷载的60%~80%[2],如何减小导线的风荷载对提高输电线路抗风安全性具有重要意义,同时对降低工程成本也起到重要作用㊂因此,研发高效降低风荷载的低风压导线极具重要意义[3-4]㊂由流体力学可知,导线风压阻力系数C d主要取决于雷诺数R e,为了让输电导线在设计风速下阻力系数较小,通过外层设计改变表面粗糙度,雷诺数R e在临界风速满足设计要求时,阻力系数C d达到最小值[5]㊂低风压导线就是一种具有特殊外形的特别导线,通过对导线表面结构进行特殊设计,使迎风侧边界层分离发生在超临界区,从而降低导线的风阻系数,例如高尔夫表面低风压导线,如图1所示,其利用表面凹痕促使湍流转捩发生,造成背后的低压区减小,从而减少了阻力[6]㊂国内外许多输电线路工作者和科研机构通过风洞试验或数值模拟方法开展了低风压导线研究,并取得了丰硕成果[7-12]㊂文献[7]详细阐述了低风压导线的特性,并预测了其发展趋势;文献[8]研究发现现场实测得到的导线阻力系数和风洞试验结果有较大差异;文献[9]分析了造成导线风洞试验测量误差的多种可能因素,并推广至工程应用㊂中国对低风压导线的研究起步相对较晚,文献[10]运用流体力学理论对低风压导线的运行机理作了分析,提出了开发低风压导线的关键技术;文献[11]对3种典型导线的刚体节段模型和真型节段模型进行了风洞试验,研究了影响导线阻力系数的主要因素(紊流度㊁风速㊁迎风角度和导线直径等),结果表明现行规范在计算大截面分裂导线风荷载时比较保守,可以考虑分裂导线的屏蔽效应㊂文献[12]对不同风速和迎风角度下的多分裂导线节段模型进行试验,分析雷诺数㊁尾流干扰对导线阻力系数均值的影响,总结了多分裂导线阻力系数的屏蔽效应规律㊂本文以J L3X/L H A1(D F Y)-210/220型低风压导线为研究对象,参数如表1所示,分别基于数值模拟与风洞试验研究了导线在不同分裂数㊁分裂间距㊁不同风速㊁不同风攻角条件下的阻力系数与导线屏蔽系数㊂研究成果为其在工程上的应用提供了有效的技术支撑㊂图1㊀低风压导线的结构F i g u r e1㊀S t r u c t u r e d i a g r a mo f d r a g r e d u c e d c o n d u c t o r表1㊀低风压导线参数T a b l e1㊀P a r a m e t e r s o f d r a g r e d u c e d c o n d u c t o r导线参数单位数值计算截面mm2425.88直径mm25.62质量k g/k m1164计算拉断力k N97.59弹性模量G P a55线膨胀系数1/ħ23ˑ10-61㊀数值模拟研究1.1㊀有限元模型采用F l u e n t流体动力学软件对J L3X/L H A1 (D F Y)-210/220型低风压导线进行C F D模拟㊂湍781Copyright©博看网. All Rights Reserved.电㊀㊀力㊀㊀科㊀㊀学㊀㊀与㊀㊀技㊀㊀术㊀㊀学㊀㊀报2022年1月流模型选用S h e a rS t r e s sT r a n s p o r t k-ωM o d e l(简称S S T模型),采用有限体积法和S I M P L E C算法求解,导线模型尺寸与实际尺寸一致㊂由于导线属于典型的细长结构,分裂导线间的尾流效应及气动力特性主要由横截面间的互相位置关系及形状决定,因此可采用二维简化模型[13]㊂计算区域外边界取为3mˑ4m的矩形,满足阻塞比小于3%的基本要求㊂0ʎ风攻角时,计算区域左边设置为速度入口边界,右边设置为压力出口边界,上下设置为对称边界㊂网格划分在导线周围区域加密,网格总数约为10万㊂由于网格非常细密,图2给出了导线周围局部区域的网格㊂图2㊀导线周围局部区域的网格F i g u r e2㊀G r i dd i a g r a mo f c o n d u c t o r l o c a l a r e a对于二维数值分析,导线体轴分力系数中阻力系数定义为[14]C X=2F xρU2d(1)式中㊀F x为导线在体轴坐标系上的阻力;ρ=1.225 k g/m3,为空气密度;U为来流风速,本文分别取10㊁20㊁30㊁37m/s;d=25.62mm,为导线截面直径㊂本文研究中的风攻角定义如图3所示㊂来流风速在20m/s㊁0ʎ风攻角下四分裂导线的速度分布如图4所示㊂由图4可知,迎风侧子导线的尾流对背风侧子导线周围的流场影响明显㊂0°攻角方向36°攻角方向0°攻角方向36°攻角方向图3㊀不同分裂导线风攻角变化F i g u r e3㊀V a r i a t i o no fw i n da t t a c ka n g l e o fd i f fe r e n t b u n d l e d c o n d u c t o r scontour-1Velocity Magnitude[m/s]mm2.82e+012.68e+012.54e+012.40e+012.26e+012.12e+011.98e+011.84e+011.69e+011.55e+011.41e+011.27e+011.13e+019.89e+008.47e+007.06e+005.65e+004.24e+002.82e+001.41e+000.00e+00图4㊀20m/s时四分裂导线的速度分布F i g u r e4㊀V e l o c i t y d i s t r i b u t i o no f4-b u n d l ec o nd u c t o r a t20m/s1.2㊀结果分析本文模拟计算了低风压导线模型在不同风速㊁不同分裂间距和不同风攻角条件下的风压阻力系数㊂单分裂导线阻力系数C d在20m/s风速下随时间的变化曲线如图5所示㊂由图5可知,大部分情况下,阻力系数曲线为幅值稳定㊁频率单一的正余弦曲线㊂0.80340.80320.80300.80280.80260.80240.80220.80200.8018C d500400300200100t/s图5㊀单分裂阻力系数变化曲线F i g u r e5㊀V a r i a t i o n c u r v e o f d r a g c o e f f i c i e n t o fs i n g l e c o n d u c t o r风攻角为0ʎ条件下不同分裂导线在分裂间距为400㊁450㊁500mm时的阻力系数如图6所示㊂由图6可知,低风压导线的阻力系数C d受雷诺数效应(风速)影响比较明显㊂当风速为10~30m/s时,低风压导线由于表面有明显的粗糙度,其表面边界分离提前由层流分离变为湍流,然后再附在导线表面形成分离泡,最后形成湍流分离,即提前进入了临界区,在此范围内阻力系数C d随风速增大而迅速减小;当高于此临界风速时,风压阻力系数C d趋于稳定㊂881Copyright©博看网. All Rights Reserved.第37卷第1期郭向华,等:基于数值模拟与风洞试验的多分裂导线阻力系数干扰效应2.52.01.51.00.50.040302010风速/（m/s ）阻力系数2.52.01.51.00.50.040302010风速/（m/s ）（a ）间距400mm（b ）间距450mm2.52.01.51.00.50.040302010风速/（m/s ）（c ）间距500mm单分裂双分裂四分裂单分裂双分裂四分裂单分裂双分裂四分裂阻力系数阻力系数图6㊀不同分裂间距导线阻力系数随风速变化曲线F i gu r e 6㊀V a r i a t i o n c u r v e o f d r a g c o e f f i c i e n tw i t hw i n d s p e e d f o r c o n d u c t o r sw i t hd i f f e r e n t b u n d l e s p a c i n g2㊀风洞试验研究导线风洞试验在长沙理工大学大学风工程与风环境研究中心高速试验段进行,该高速试验段截面尺寸为4.0mˑ3.0mˑ21.0m ,转盘直径3.0m ,风速1.0~45.0m /s 连续可调㊂2.1㊀模型制作与安装导线模型由内部直径12mm 的钢筋和外包铝绞线组成,模型外形与导线原型保持一致,模型具有足够的刚度,导线模型长度为90c m ,端部另有2c m 长度的螺杆,用于固定于底座上,如图7所示㊂底座固定在测力天平上,试验测试时,通过转动转盘模拟不同风攻角工况㊂（a ）单分裂（b ）双分裂（c ）四分裂图7㊀分裂导线模型安装F i gu r e 7㊀I n s t a l l a t i o nd i a g r a mo f b u n d l e d c o n d u c t o rm o d e l 2.2㊀数据分析与输电线路杆塔设计技术规定[15]一致,输电线的风阻力可以按照下式计算:F d =12ρU 2A n C d(2)式中㊀A n 为有效迎风投影面积㊂由式(2)可以得到导线阻力系数为C d =2F dρU 2A n (3)F d 可以通过测力天平数据得到,有效迎风面积为A n =D ㊃L(4)式中㊀D 为单根导线模型的直径;L 为导线模型的有效长度㊂2.3㊀试验工况本文开展了均匀流场下不同分裂导线在不同风速(10㊁20㊁30㊁37m /s )㊁不同分裂间距(400㊁450㊁981Copyright ©博看网. All Rights Reserved.电㊀㊀力㊀㊀科㊀㊀学㊀㊀与㊀㊀技㊀㊀术㊀㊀学㊀㊀报2022年1月500mm)㊁不同风攻角工况下风洞试验研究㊂风攻角定义如图3所示,气流方向不变(由左至右),利用风洞转盘调整分裂导线相对于来流方向的风攻角㊂各分裂导线的起始风攻角为0ʎ,两分裂导线按每6ʎ偏转一次,四分裂导线按每7.5ʎ偏转一次㊂3㊀结果分析3.1㊀阻力系数本文给出了0ʎ风向下㊁分裂间距为400mm的试验结果,如表2所示㊂便于对比分析,表2同时给出了相同条件下数值模拟结果㊂由表2可知,数值模拟与试验结果吻合良好,偏差在5%以内,从而验证了数值模拟结果的可靠性㊂表2㊀导线阻力系数T a b l e2㊀D r a g c o e f f i c i e n t s o f b u n d l e d c o n d u c t o r s导线类型风速/(m/s)阻力系数C d数值模拟风洞试验偏差/%单分裂100.880.924.35 200.820.853.53 300.780.824.88 370.760.782.56双分裂101.371.423.52 201.331.330.00 301.321.341.49 371.321.320.00四分裂102.182.221.80 201.921.89-1.59 301.861.912.62 371.851.871.073.2㊀风攻角对阻力系数的影响由风洞试验得到的两分裂和四分裂导线在不同风攻角㊁不同风速㊁不同分裂间距下的整体平均阻力系数如图8㊁9所示㊂由图8㊁9可知,双分裂导线的阻力系数随着风攻角的增加而增大,在18ʎ~24ʎ出现一个峰值,之后风攻角的增加对导线的阻力系数基本无影响;四分裂导线阻力系数随风偏角的增加呈现先增大后减小的趋势,在22.5ʎ~30ʎ出现一个峰值,主要原因是分裂导线的迎风投影面积随风攻角的变化而发生改变,从而导致导线所受风荷载改变㊂分裂导线阻力系数随风攻角的变化情况反映了串列和并列双圆柱绕流现象,即前后导线随着纵向和横向间距的改变导致上游导线漩涡脱落对下游导线影响程度的变化,从而导致整体风阻力的改变㊂风压阻力系数会在某个迎风角度下出现最大值,则此风攻角对建立导线风荷载模型是不利的㊂在输电线路抗风设计时,应选择合适的迎风角度进行输电塔线体系的抗风安全性与经济性设计[16]㊂（a）分裂间距400mm（b）分裂间距450mm（c）分裂间距500mm2.01.61.20.80.40.0362412风攻角/（°）10m/s20m/s30m/s37m/s301860.20.61.01.81.42.01.61.20.80.40.0362412风攻角/（°）10m/s20m/s30m/s37m/s301860.20.61.01.81.42.01.61.20.80.40.0362412风攻角/（°）10m/s20m/s30m/s37m/s301860.20.61.01.81.4阻力系数阻力系数阻力系数图8㊀两分裂导线阻力系数变化曲线F i g u r e8㊀V a r i a t i o n c u r v e o f d r a g c o e f f i c i e n t o f2-b u n d l e d c o n d u c t o r091Copyright©博看网. All Rights Reserved.第37卷第1期郭向华,等:基于数值模拟与风洞试验的多分裂导线阻力系数干扰效应（a ）分裂间距400mm（b ）分裂间距450mm（c ）分裂间距500mm3.01.81.40.630.00.0风攻角/（°）10m/s 20m/s 30m/s 37m/s7.51.02.62.222.515.03.01.81.40.630.00.0风攻角/（°）10m/s 20m/s 30m/s 37m/s7.51.02.62.222.515.03.01.81.40.630.00.0风攻角/（°）10m/s 20m/s 30m/s 37m/s7.51.02.62.222.515.0阻力系数阻力系数阻力系数图9㊀四分裂导线阻力系数变化曲线F i gu r e 9㊀V a r i a t i o n c u r v e o f d r a g c o e f f i c i e n t o f 4-b u n d l e d c o n d u c t o r3.3㊀屏蔽效应研究对于多分裂导线,各导线间存在干扰现象使得其整体阻力系数减小,这种由于导线间的相互干扰引起的阻力系数降低的效应定义为干扰效应㊂本文以多分裂导线阻力系数㊁单根导线阻力系数与分裂数乘积的比值,即干扰效应系数来表征干扰效应的影响程度㊂干扰效应系数一般小于1,越接近1说明干扰效应越不明显㊂干扰效应系数[17]为C s =C d nn C d(4)式中㊀C d n 为多分裂导线阻力系数;n 为分裂根数;C d 为单根导线阻力系数㊂两分裂㊁四分裂导线的干扰效应系数在不同风速下随分裂间距与迎风角度的变化情况如图10㊁11所示㊂由图10㊁11可知,多分裂导线的阻力系数与迎风角度及分裂间距有关,两分裂和四分裂的干扰效应系数最小值分别为0.76㊁0.55,多分裂导线有利于降低导线风荷载㊂1086420-2-4-6-81.21.11.00.90.80.737203010363024181260风速/（m/s ）风向角/（°）干扰效应系数图10㊀干扰效应系数随分裂间距与迎风角度的变化F i gu r e 10㊀T h e i n t e r f e r e n c e c o e f f i c i e n t v a r i a t i o nw i t hb u n d l e s p a c i n g a n dw i n da t t a c ka n gl e 1086420-2-4-6-81.00.80.60.40.237203010363024181260风速/（m /s ）风向角/（°）干扰效应系数图11㊀干扰效应系数随分裂间距与迎风角度的变化F i gu r e 11㊀T h e i n t e r f e r e n c e c o e f f i c i e n t v a r i a t i o nw i t h b u n d l e s p a c i n g a n dw i n da t t a c ka n gl e 4㊀结语本文基于J L 3X /L H A 1(D F Y )-210/220型低风压导线,采用数值模拟和风洞试验分别研究了导线在不同分裂数㊁分裂间距㊁不同风速㊁不同风攻角条件阻力系数,得出以下结论㊂1)随着风速的提高,雷诺数也随之增大,阻力系数呈现降低趋势,当风速达到约30m /s 时,雷诺数达到临界值,阻力系数出现一个最小值,风速再增加则趋于稳定㊂2)不同分裂数导线的整体阻力系数数值模拟和风洞试验结果吻合较好,偏差均在5%以内,从而验证了数值模拟的精度㊂3)迎风角度对多分裂导线阻力系数的影响较大,在某种风偏角度下会增大风阻系数,二分裂导线在风攻角为18ʎ~24ʎ出现峰值,四分裂导线在风攻角为22.5ʎ~30ʎ出现峰值,设计中需要考虑这种极端工况以确保设计安全㊂4)多分裂导线之间存在明显的干扰效应,随着分裂数的增加,平均阻力系数可降低20%以上㊂在输电线路的设计与制作过程中,可以通过风洞试验191Copyright ©博看网. All Rights Reserved.电㊀㊀力㊀㊀科㊀㊀学㊀㊀与㊀㊀技㊀㊀术㊀㊀学㊀㊀报2022年1月或乘以一个折减系数来求得分裂导线的平均阻力系数,使其更加经济合理㊂参考文献:[1]李涛,王谦,吴登国,等.台风风场下的1000k V输电塔风洞试验与风振响应分析[J].电力科学与技术学报, 2021,36(2):76-82.L IT a o,W A N G Q i a n,WUD e n g g u o,e t a l.W i n d t u n n e l t e s t a n dw i n d i n d u c e d r e s p o n s e a n a l y s i s o f1000k Vt r a n s m i s-s i o n l i n e u n d e r t y p h o o nw i n df i e l d s[J].J o u r n a l o fE l e c t r i c P o w e r S c i e n c e a n dT e c h n o l o g y,2021,36(2):76-82. [2]李清,马伦,解健,等.大档距多分裂输电导线扭转刚度计算分析[J].高压电器,2020,56(2):158-162.L IQ i n g,M A L u n,X I EJ i a n,e t a l.C a l c u l a t i o na n da n a l y s i s o n t o r s i o n a l s t i f f n e s so f l a r g e-s p a n m u l t i-c o n d u c t o rb u n d l e [J].H i g hV o l t a g eA p p a r a t u s,2020,56(2):158-162. 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CH4CO2热化学储能系统的热力学模拟

ＴｈｅｒｍｏｄｙｎａｍｉｃｓｉｍｕｌａｔｉｏｎｏｆＣＨ４－ＣＯ２ｔｈｅｒｍｏ－ｃｈｅｍｉｃａｌｅｎｅｒｇｙｓｔｏｒａｇｅｓｙｓｔｅｍ
ＱＩＡＯＬｉ－ｊｉｅ，ＤＯＮＧＪｉ－ｘｉａｎ，ＷＡＮＧＳｈｉ－ｙａｎ，ＣＨＥＮＨａｉ－ｆｅｎｇ
（ＣｏｌｌａｇｅｏｆＭｅｃｈａｎｉｃａｌａｎｄＥｌｅｃｔｒｉｃａｌＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ，ＳｈａａｎｘｉＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙｏｆＳｃｉｅｎｃｅ＆Ｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ，Ｘｉ′ａｎ７１００２１，Ｃｈｉｎａ）
ＣＨ４－ＣＯ２热化学储能系统的热力学模拟
乔丽洁，董继先，王石岩，陈海峰
（陕西科技大学机电工程学院，陕西西安７１００２１）
摘要：通过ＣＯ２重整ＣＨ４制合成气，随后获得化学品和燃料，是同时利用两种温室气体的极佳途径．本文采用单一控制变量的方法，采用ＡｓｐｅｎＰｌｕｓ软件，研究了温度、压力、进料配比等主要工艺条件对ＣＨ４－ＣＯ２干重整反应的影响．研究结果表明，采用吉布斯反应器（ＲＧｉｂｂｓ）可以很好地模拟ＣＨ４－ＣＯ２干重整过程．为开展热化学储能系统的研究提供了有效参数．关键词：热力学模拟；热化学储能系统；ＡｓｐｅｎＰｌｕｓ软件；单一控制变量法；ＣＨ４－ＣＯ２干重整中图分类号：ＴＫ９１文献标志码：Ａ DOI:10.19481/ki.issn2096-398x.2019.02.024
早在１９９１年，Ａｓｈｃｒｉｆｔ等在［８］《Ｎａｔｕｒｅ》上提出了工业规模实现甲烷二氧化碳热储存的可能，从此掀起了对热储存技术研究的狂潮．Ｓｔｕｂｌ等计［９］算了甲烷发生重整反应的最低温度为６４０ ℃；Ｂｒａｄｆｏｒｄ等研［１０］究了甲烷重整反应转化率随反应温度升高而增大的趋势．催化剂的选择是ＤＲＭ过程中普遍存在且悬而未决的问题之一，镍基和炭基催化剂获得了更多、更深入的关注［１，１１－１５］．１９７５～１９８５年期间，德国论证了核能远距离输送的可能性［１６，１７］．最近几年，太阳能甲烷重整的开放式应用系统得到了更多关注．在日本已研究应用开放系统在太阳能富足区利用太阳能重整器制得合成气以生产重要化工原料甲醇．

基于PPR_建模的固废材料固化戈壁土抗压强度计算模型

试验，以除去表面的附着水；矿渣粉、粉煤灰、石灰和
７２
３８卷
粉煤灰综合利用
材料科学
脱硫石膏的化学成分见表３。
表２矿物掺合料技术指标
Ｔａｂｌｅ２Ｔｅｃｈｎｉｃａｌｉｎｄｅｘｏｆｍｉｎｅｒａｌａｄｍｉｘｔｕｒｅ
密度比表面积需水量活性指数／％
矿物掺细度／
合料（ｍ２／ｋｇ）／（ｇ／ｃｍ３）／（ｍ２／ｋｇ）比／％
∗基金项目：新疆维吾尔自治区自然科学基金项目（２０２１Ｄ０１Ａ１００）；新疆农业大学大学生创新训练计划项目（ｄｘｓｃｘ２０２２３７０）。
作者简介：宋紫裕（２００３—），男，本科，主要研究方向：水利水电与水工结构工程。
通信作者：何建新（１９７３—），男，硕士，教授，主要研究方向：水利水电工程。
（１ＣｏｌｌｅｇｅｏｆＷａｔｅｒＣｏｎｓｅｒｖａｎｃｙａｎｄＣｉｖｉｌＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ，ＸｉｎｊｉａｎｇＡｇｒｉｃｕｌｔｕｒａｌＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙ，Ｕｒｕｍｑｉ８３００５２，Ｃｈｉｎａ；
２ＫｅｙＬａｂｏｒａｔｏｒｙｏｆＳａｆｅｔｙａｎｄＷａｔｅｒＤｉｓａｓｔｅｒＰｒｅｖｅｎｔｉｏｎｏｆＸｉｎｊｉａｎｇＷａｔｅｒＣｏｎｓｅｒｖａｎｃｙＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ，
ｓｏｌｉｄｉｆｉｅｄＧｏｂｉｓｏｉｌｗａｓａｎａｌｙｚｅｄ．ＴｈｅｒｅｓｕｌｔｓｓｈｏｗｅｄｔｈａｔｔｈｅＰＰＲｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｍｏｄｅｌｉｓｒｅｌｉａｂｌｅ，ａｎｄｔｈｅｗｅｉｇｈｔｃｏｅｆｆｉｃｉｅｎｔｓｏｆｅａｃｈ
ｉｎｆｌｕｅｎｃｅｆａｃｔｏｒｔｏｃｏｍｐｒｅｓｓｉｖｅｓｔｒｅｎｇｔｈｗｅｒｅｒａｎｋｅｄａｓｔｈｅｓｅｑｕｅｎｃｅｏｆｃｏｎｔｅｎｔｏｆｄｏｓａｇｅｏｆｃｕｒｉｎｇａｇｅｎｔ＞ａｇｅ＞ｆｌｙａｓｈｍｉｘｅｄ＞ｄｏｓａｇｅｏｆ

考虑界面蠕变效应的层合壳结构的力学响应

考虑界面蠕变效应的层合壳结构的力学响应雷庭杰;严蔚;吕田碧;职君静【摘要】采用三维有限元方法分析了考虑界面蠕变效应的斜交铺设层合壳结构的力学响应,引入带阻尼弹簧单元模拟Kelvin-Voigt黏弹性界面.与其他学者的解析解结果作对比研究,验证了该有限元层合壳模型的有效性和准确性.进一步研究表明,由于层间界面的蠕变效应,层合壳结构的力学响应随时间发生显著变化;同时,随着时间推移,结构的承载力和整体刚度明显下降,因此在将来的层合结构设计过程中应充分考虑弱界面的影响.【期刊名称】《宁波大学学报（理工版）》【年(卷),期】2018(031)002【总页数】5页(P63-67)【关键词】有限元;层合壳;黏弹性界面;力学响应【作者】雷庭杰;严蔚;吕田碧;职君静【作者单位】宁波大学建筑工程与环境学院,浙江宁波315211;宁波大学建筑工程与环境学院,浙江宁波315211;宁波大学建筑工程与环境学院,浙江宁波315211;宁波大学建筑工程与环境学院,浙江宁波315211【正文语种】中文【中图分类】O343.2;TU312随着科技的发展, 复合材料作为一种具有较强耐腐蚀性、高强度等优点的新型材料, 已被广泛应用于航空航天、机械和土木工程等领域[1-3], 在现代工业的发展过程中发挥着举足轻重的作用. 但复合材料层合结构在实际使用中经常产生诸如剥离、滑移、弱化等常见的失效现象, 这些缺陷最终可能导致结构损伤甚至破坏, 所以层合结构的界面弱黏结问题已成为威胁结构安全的一种主要因素. 因此, 越来越多的学者对层合结构的力学性能进行了研究, 并取得较多成果[4-5].层合壳是几种主要的层合结构形式之一, 许多学者对此开展了深入的研究. Ren[6]对具有完美界面的层合壳进行了精确求解, 并导出了弹性力学解析解. Cai等[7]运用分层近似理论得到了含弱界面的层合圆柱壳结构的力学响应. Yan等[8]运用状态空间法和变量变换法, 并结合Taylor级数展开对含弱界面的层合圆柱壳进行了研究. 但这些求解方法大都是从层间本构关系出发, 构建界面模型来计算出解析解, 只能针对具有特殊边界条件(如两端简支), 且几何形状规则的结构, 对于更具一般意义的结构形式则不适用.本文充分考虑结构层间界面的物理特征, 构造合适的有限元单元, 并引入含阻尼弹簧单元模拟带有时间效应的Kelvin-Voigt黏弹性界面, 从而得到依赖于时间变量的力学响应.ANSYS是有限元分析领域应用较早的计算机软件, 能进行多物理场分析, 并可分析较大型的实体结构, 对于复杂的大型工程实例分析具有较高的应用价值[9]. 采用ANSYS三维有限元分析复合材料是一种较为重要的方法, 它能够精确快速地求解和分析, 从而设计出安全可靠的结构.本文采用ANSYS 12.0软件, 构建含有铺层的实体结构有限元模型, 首先分析3层等厚度完美界面圆柱壳, 并与其他学者的结果作对比, 分析有限元方法的准确性与可行性; 进而建立5层斜交铺设的圆柱壳有限元模型, 其层间界面为多种不同的黏结状况, 在考虑蠕变效应的情况下研究不同界面特性对结构应力和位移分布的影响. 选用SOLID185单元构建3层等厚度完美界面圆柱壳模型, SOLID185单元用于实体结构的模拟, 每个单元都有8个节点, 在三维实体单元中每个节点有3个方向的平移自由度. 可以构建层合结构有限元模型. 多层等厚度斜交铺设层合结构几何参数如图1所示. 考察结构为3层, 即取图1中层合壳n为3, 且坐标系选用柱坐标系, r0为壳体的内径, rn为壳体的外径, h为壳体径向厚度, θ0为圆心角.用CYLIND命令建立3层等厚度的圆柱壳, 采用布尔运算把3个体黏结在一起, 形成具有完美黏结界面的层合壳模型. 层合壳为正交铺设, 通过SECTYPE命令, 定义3个SHELL铺层类型, 并依次输入厚度和铺层角度, 从圆柱壳内侧往外, 铺层角度依次为90°、0°、90°. 圆柱壳的网格划分按等分圆心角度的方法, 先将圆弧线分段,每一段所占的圆心角度为1°, 每层分3段, 采用VMESH划分为六面体单元. 为保证铺层角度是铺层方向与单元坐标系x轴夹角, 划分完后可通过EORIENT命令调节单元坐标系法线方向(本文采用单元坐标系法线与圆柱壳径向平行, 单元坐标系x轴与圆柱壳z向重合). 圆柱壳上的静荷载为正弦力取边界条件采用两边简支. 材料常数为弹性模量Ex=25×109Pa, Ey= Ez=1×109 Pa;剪切模量Gxy=Gxz=0.5×109 Pa, Gyz= 0.2×109 Pa; 泊松比υxy=υyz=υxz=0.25, 其中x为纤维的方向, 即主方向, y和z为垂直x方向. 各参数计算公式为:其中: rm是平均半径; S为平均半径与厚度比; 为最下层材料弹性系数, 由复合材料力学计算公式[10]得出.当S=10时, 得到的模型如图2所示, 计算结果见表1.求解类型为静态分析, 对模型进行求解分析, 考虑S=10, 50等不同几何参数所对应的情况. 图3为当S=10时的径向应力云图. 求解结果见表1. 从表1可以看出, 当S=10时, 误差在1％左右, S越大误差越小, 表明用本文方法得出的结果与其他文献得出的结果吻合很好. 进而表明本有限元模型的有效性和准确性, 可以进一步应用到较为复杂的结构体系.考察一含弱界面5层斜交铺层圆柱壳. 材料参数、静荷载与边界条件与上述算例同, 平均半径与厚度比取S=4.5, r0=4, rn=5, 圆心角取60°. 模型如图4所示.从圆心内侧到外侧铺设的角度依次为70°、-30°、45°、-70°、60°. 坐标系采用柱坐标系统. 考虑层间弱黏结, 其中第1和第4界面为黏弹性界面, 第2界面为完美界面, 第3界面为具有流体特性的黏性界面.层间弱界面模拟采用COMBIN14单元, 为ANSYS中应用较为广泛的带阻尼弹簧单元. 常应用于一维、二维或三维模型中, 具有轴向或扭转的性能. 其轴向拉伸弹簧如图5所示, 由一个弹簧常数K和阻尼系数CV组成, 这里用K和CV来模拟界面的线性弹性变形和黏性变形. 在添加界面弹簧时要注意, 由于是对界面重合节点添加弹簧单元, 所以要对界面节点用nrotat命令进行旋转节点坐标系, 使弹簧单元在柱坐标系统中. 各个层间损伤的弹性系数和黏性系数见表2. 经复合材料力学公式计算[10], 得=2.3509×108 Pa.弹性常数Pa·m-1, 黏性系数(黏度)取5.8772×1016 (Pa·s)·m-1, 求解时间和黏度有关, 得:其中: τ为无量纲时间.在图6中引入新的无量纲坐标和无量纲变量:对5层斜交铺设的层合圆柱壳模型进行求解, ANSYS求解类型为无密度的瞬态分析, 以此来忽略惯性项, 计算得出各个无量纲力学量沿壳体厚度方向的分布, 如图6所示. 当τ=0时各个力学量沿厚度方向未发生较剧烈的变化. 而当时间不断增加时, 各力学量都发生了较大的变化, 尤其在各个界面处. 从图6(a)和图6(b)可以看出, 由于黏弹性(或黏性)界面的存在, 无量纲量环向位移u1和z向位移u2在第2完美黏结界面是连续的, 而在其他界面处不连续. 当τ=inf时, u2中第4界面的滑移量比τ=1时小, 似乎是不合理的, 其实际原因是由于第3界面为黏性界面, 第4层结构下表面滑移较快, 导致该情况的发生. 从图6(c)可以看出, 径向位移分量也发生了较大变化, 这是由于弱界面导致结构整体刚度减小. 图6(d)和图6(e)显示了和剪切应力在各层的分布, 可以看出由于黏弹性或黏性界面的存在, 在τ=inf的长期荷载作用下, 各个层间界面剪应力分布都发生了较大变化, 在ζ=0.8的界面发生了明显的应力松弛, 且当黏性界面ζ=0.6时剪应力趋近于0, 当ζ=0.2时没有发生应力松弛, 这是由于荷载没有直接加载到下表面以及第2界面的完美黏结处, 使得结构下侧的整体刚度较大. 但由于弱界面的存在, 可以直观地观察到, 第1层壳体内τ=inf时的最大剪应力比τ=0时大2倍以上. 由此可知, 在层合结构的设计过程中要充分考虑弱界面对结构的影响. 从图6(f)可知, σ3最大拉应力没有发生在整体结构的上表面, 而是在第4黏弹性界面处, 且分布曲线不可微, 最下层壳体内应力为压应力, 且发生在壳体内部. 经分析是因为界面处径向取无穷大刚度, 切向和z向的刚度较小, 作用时间越长, 其径向的牵拉作用就越大, 使得径向应力越来越大.本文采用ANSYS三维有限元方法构建了层合壳结构模型. 首先分析了3层完美黏结层合壳结构, 计算结果与其他学者的解析解进行了对比, 结果是各项计算数据吻合度非常高, 验证了本文方法的可行性与准确性. 进一步考察层间为4种不同界面特性的5层斜交铺设层合壳, 通过计算发现,随着时间的变化, 结构的弱界面有明显的层间滑移和应力松弛, 且由于弱界面的存在, 使得结构的整体刚度显著下降. 故在层合结构的设计过程中应充分考虑弱界面的影响.同时, 通过有限元方法探究了含弱界面的斜交铺层圆柱壳结构, 引入含时间效应的弹簧单元模拟层间弱黏结. 该方法简单易行, 可以扩展应用到各种边界条件和几何形状复杂的结构体系, 弥补解析解的不足.【相关文献】[1] Chen W J, Chen J S, Cheng W B, et al. Status quo of research on impact damage of composites in aircraft[J]. Key Engineering Materials, 2016, 719:33-40.[2] Wu J, Yang X, Bai F. A micromechanical framework with aggregate-mastic interface effect for prediction uniaxial compression creep of asphalt mixture[J]. Acta Mechanica Solida Sinica, 2014, 27(3):306-314.[3] Liang Y, Lancaster F, Izzuddin B A. Effective modelling of structural glass with laminated shell elements[J]. Composite Structures, 2016, 156:47-62.[4] Li Z M. Large-amplitude vibration analysis of shear deformable laminated composite cylindrical shells with initial imperfections in thermal environments[J]. Journal of Engineering Mechanics, 2014, 140(3):552-565.[5] 职君静, 严蔚, 雷庭杰, 等. 长期荷载作用下含粘弹性界面层合板的力学行为[J]. 宁波大学学报(理工版), 2017, 30(1):77-81.[6] Ren J G. Exact solutions for laminated cylindrical shells in cylindrical bending[J]. Composites Science and Technology, 1987, 29:168-187.[7] Cai J B, Chen W Q, Ye G R. Effect of interlaminar bonding imperfections on the behavior of angle-ply laminated cylindrical panels[J]. Composites Science and Technology, 2004, 64:1753-1762.[8] Yan W, Ying J, Chen W Q. The behavior of angel-ply laminated cylindrical shells with viscoelastic interfaces in cylindrical bending[J]. Composite Structures, 2007, 78: 551-559.[9] Xiong H, Xi L U, Huang L. Simplified dynamic finite element analysis for three-dimensional pile-grouped-raft- high-rise buildings[J]. Key Engineering Materials, 2015 (400/402):613-619.[10] 张少实, 庄茁. 复合材料与粘弹性力学[M]. 北京: 机械工业出版社, 2005:1-188.。

SK型静态混合器停留时间分布特性研究_孟辉波

第21卷　第2期石油化工高等学校学报 Vol.21　No.2 2008年6月 J OU RNAL　OF　PETROCH EMICAL　UN IV ERSITIES J un.2008 文章编号:1006-396X(2008)02-0059-04S K型静态混合器停留时间分布特性研究孟辉波1,　吴剑华2,　禹言芳2(1.天津大学化工学院,天津300072;　2.沈阳化工学院,辽宁沈阳110142)摘　要:　结合脉冲示踪法利用计算流体力学方法的雷诺时均方程(RNAS)和重整化群的k-ε湍流模型计算SK型静态混合器内的浓度响应曲线。

基于正交实验原理分析流体在不同混合元件长径比、不同监测位置及不同的进口流速下的停留时间分布特性,并计算了平均停留时间和方差来研究各因素之间影响顺序。

结果表明,SK型静态混合器内的液体单相流动的轴向返混系数较小且数量级均为10-2,流动状态接近活塞流;平均停留时间随流体流速的增大而减小,随混合器长度和混合元件长径比的增加而增大。

关键词:　静态混合器;　停留时间分布;　数值模拟;　长径比中图分类号:　TQ051.7 文献标识码:ANumerical Simulation of Residence Time Dist ribution in Kenics Static MixerM EN G Hui-bo1,WU Jian-hua2,YU Yan-fang2(1.School of Chemical Engineering&Technology,Tianj in Universit y,Tianj in300072,P.R.China;2.S heny ang I nstitute of Chemical Technology,S heny ang L iaoning110142,P.R.China)Received12J une2007;revised25December2007;acce pted5M arch2008Abstract:　The concentration response curves were calculated based on pulse tracer input technique by means of CFD method adopted RANS equations and renormalization group k-εturbulence model.The characteristic of residence time distribution measured at different outlet with different inlet velocities and aspect ratios were ealeulated and analyzed by orthogonal experiment,and the orders of factors were ranked by the range analysis of mean value and square deviation.The results show that the order of axial back mixing coefficient is10-2,and the flowing state of the fluid in the kenics static mixer approaches plug flows.The mean residence time decreases with increasing flow rate of the fluid and increases with the increasing length and aspect ratio of the static mixers.K ey w ords:　Static mixer;Residence time distribution(R TD);Numerical simulation;Aspect ratioCorresponding author.Tel.:+86-24-89385408;fax:+86-24-89381016;e-mail:mhb_vip@ 静态混合器由于流程简单、结构紧凑、投资少、能耗省、易于实现连续操作等优点广泛应用于石油化工、生物化工、制药、高分子材料、环保等工业过程,这些过程往往伴随有化学反应及传热,化学反应进行的完全程度与反应物料在反应器内的停留时间的长短有关[1-4]。

不同元件长径比对液液静态混合的影响

不同元件长径比对液液静态混合的影响张春梅;陈豪杰;刘建【摘要】应用FLUENT软件对5种不同长径比的静态混合器进行液液两相混合的数值模拟,得出各混合密度云图、混合不均匀系数Ψ和压力降进行比较分析.进而得出以下结论,当混合元件长径比Ar从1.0逐渐增大到2.0时,从混合密度云图和混合不均匀系数Ψ值来看,在达到预期混合效果即Ψ值达到0.05时,所需的混合元件个数随着长径比Ar的增大而减小.所需混合长度L相差不大,约为混合管直径D的1～1.5倍,混合压降相差大约7倍.所以在混合管直径D不大的情况下,选取Ar=2.0的混合器则更理想,而且单纯依靠入口流速的变化并不能对混合效果产生太大影响.%FLUENT software was used to simulate the mixing processes of liquid-liquid in 5 static mixers with different ratios of length to diameter. The mixed density image, nonuniform coefficient and pressure drop were calculated, compared and analyzed. The results showed that, when the ratio of length to diameter (Ar) increased from 1.0 to 2.0,expected mixing effect was achieved (Ψreached 0.05), the number of required mixing elements decreased with the increase of the Ar. The required mixing lengthL had little difference with others, the mixing length was 1～1.5 times of tube diameter, while pressure drop differed 7 times. The mixer withAr=2.0 was more ideal when the mixing tube diameter was small. And the change of inlet velocity alone cannot exert a great influence on the mixing effect.【期刊名称】《当代化工》【年(卷),期】2017(046)011【总页数】4页(P2277-2280)【关键词】静态混合器;长径比;液液混合;混合密度;不均匀度;压力降【作者】张春梅;陈豪杰;刘建【作者单位】沈阳化工大学,辽宁沈阳 110142;沈阳化工大学,辽宁沈阳 110142;沈阳化工大学,辽宁沈阳 110142【正文语种】中文【中图分类】TQ051.7静态混合器作为一种新型高效的混合器，可以有效地进行化工过程的强化，在过程工业中应用越来越广泛，甚至在很多场合有取代传统的搅拌反应器的趋势[1]。

马赫数连续可变跨声速湿蒸汽风洞的研制

马赫数连续可变跨声速湿蒸汽风洞的研制黎石竹;蔡小舒;于剑锋;李殿玺;高阳;李俊峰;何乃波【摘要】The probe used for transonic flow measurement should be calibrated in a wind tun-nel with Mach number from subsonic to transonic.The Mach number at the outlet of the slotted nozzle is changeable due to the self-adaptive effect of the nozzle in different backpressure.There-fore,the wind tunnel equipped with the slotted nozzle may be operated from subsonic to ultrason-ic for calibrating the transonic probe.For studying the performance of the slotted nozzle with wet steam as the working medium and optimizing its structure,detail numerical simulation is carried out by solving 3-D N-S equations and the realizablek-εturbulence model.The numerical results show that converging curve、divergent section length and slot size may affect flow field character-istic of the nozzle seriously.In a certain range of backpressure and inlet pressure ratio,there are optimal convergent curve,divergent length and slot size.According to the results of the numeri-cal simulation,a wind tunnel equipped with the slotted nozzle is developed.The Mach number of the tunnel with wet steam as the working medium may be continuously varied from zero to 1 .6 . The experimental results show that the flow at the outlet of the nozzle with such optimal struc-ture are uniform and stable in a wide range of Mach number from zero to supersonic.It is quali-fied to meet the requirements of transonic probe calibrating.%用于跨声速气动测量的探针须从亚声速到超声速范围进行标定。

“双一流”高校轮机工程专业流体力学课程教学改革

“双一流”高校轮机工程专业流体力学课程教学改革李信宝;朱颖颖;陈耿;竺新波;吴叶平【期刊名称】《装备制造技术》【年(卷),期】2022()9【摘要】针对宁波大学成为双一流高校后轮机工程专业建设情况的变化,以及由于文理分科所引起的本科生数理基础不扎实等问题,在轮机工程专业核心课程流体力学实践教学中开展教学方案改革,从工程实例中与流体力学知识点相关的现象中,提炼流体力学的本源问题,促进学生对相关知识的深入理解与掌握吸收。

以压力容器壁厚设计、管壳式换热器壳程Re数计算和管道小孔漏油量计算这3个典型的工程案例为引导,在课堂中提炼流体力学本源问题,形象生动的讲解平衡流体壁面受力计算、Re数和特征尺寸的物理含义,以及伯努利方程的推导与应用,激发学生的学习兴趣,提升学生的学习效果。

学生期末考试成绩有了明显的提升,不及格人数从前一年的43%,大幅下降到当年的15%;得分在80分以上的人数比例,从前一年的20%显著提升到当年的46%。

本次课程教学改革收到了良好的效果,值得高校轮机工程专业相关课程教学推广应用。

【总页数】4页(P197-199)【作者】李信宝;朱颖颖;陈耿;竺新波;吴叶平【作者单位】宁波大学海运学院【正文语种】中文【中图分类】TB126-4;G642【相关文献】1.面向工程教育专业认证的车辆工程流体力学课程教学改革与实践2.专业认证背景下安全工程专业流体力学课程教学改革3.国家级一流本科专业建设背景下的给排水科学与工程专业课程教学改革探索——以建筑给水排水工程课程为例4.轮机工程专业课程思政教学改革实践探讨——以"船舶管理(轮机)"课程为例5.基于学生科学素养提升的机械工程专业课程教学改革--以工程流体力学课程为例因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。

Kenics型静态管道混合器内污泥药剂混合最佳药剂流速

Kenics型静态管道混合器内污泥药剂混合最佳药剂流速朱桂华;张春成;邓玲;周永海;马凯;周旋辉【期刊名称】《合肥工业大学学报（自然科学版）》【年(卷),期】2014(000)010【摘要】污泥处理工艺中，需对原污泥添加药剂，文章选用Kenics型静态管道混合器（简称SK型管道混合器）对污泥与药剂进行混合。

利用Gambit软件对SK型管道混合器内流体进行三维建模，结合Fluent软件选用Mixture多相流模型对管道混合器内污泥、药剂两相流进行模拟仿真，得到不同药剂流速下药剂相的体积分数云图，得出两相混合均匀所需混合单元数与药剂流速的关系曲线。

通过实验验证，仿真与实验结果最大误差在10％以内，所分析的SK型管道混合器最佳药剂流速为1．0 m/s时，两相混合均匀所需的混合单元数最少，为7.5个。

【总页数】4页(P1164-1167)【作者】朱桂华;张春成;邓玲;周永海;马凯;周旋辉【作者单位】中南大学机电工程学院，湖南长沙 410083;中南大学机电工程学院，湖南长沙 410083;中南大学机电工程学院，湖南长沙 410083;中南大学机电工程学院，湖南长沙 410083;中南大学机电工程学院，湖南长沙 410083;湖南华清泰污泥处理科技有限公司，湖南长沙 410012【正文语种】中文【中图分类】X703.3【相关文献】1.Kenics型静态混合器在高雷诺数下的压力降研究 [J], 陈立波;聂欣;潘华辰2.Kenics型静态混合器和GK型静态混合器流场的数值模拟及比较 [J], 张晓露;陈伟;王小芳3.Kenics型静态混合器流动阻力的实验研究 [J], 李洪亮;马晓建4.Kenics型静态混合器的结构优化与数值模拟 [J], 赵月;马建平;陈世昌;杨志超;石教学;张先明;陈文兴5.Kenics型静态混合器性能优化的数值与应用分析 [J], 权登辉;杨晓军;刘龙;华绍广;汪洋因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。