喷射器的工作原理是压力不同的两股介质间进行质量交换、动量交换和热量交换后,混合流体以相对居中的压力经扩压管增压后排出。两股流体中压力较高者称为工作介质(P),压力较低者称为引射介质(H)。引射介质与工作介质的质量流量之比μ=mH/mP称为喷射器的引射系数。
喷射器以其能够利用低品位能、不消耗机械能、无转动部件等特点,在许多工业领域具有优越性和不可替代性,特别适合水下、有放射性、易燃和易爆等场合,备受真空系统、制冷系统、燃料电池、化工工业、航空航天乃至核电厂的核心冷却系统等多个领域的青睐。核动力装置在运行时,漏入或被携带进入冷凝器的不凝性气体会明显降低冷凝器的冷凝能力,喷射器用于抽出冷凝器内的不凝性气体,是保证核动力装置正常运行的关键设备之一。
现有的研究表明,影响喷射器运行性能的因素主要包括喷射器的结构参数、运行参数和物性参数,且这些影响因素的影响具有紧密的耦合性[1-4]。但目前的研究还缺乏对喷射器内部流场的系统认识。对喷射器内流场的系统认识是以建立合理喷射器理论模型为基础,同时,研究喷射器内流场特性及其运行机理,对喷射器设计水平的提高,以及提升核动力装置性能有现实意义。
1 模拟前处理及模拟设置文中通过数值分析方法研究喷管出口截面处两股流体间的压力不匹配度ζ=PH1/PP1对喷射器内流场的影响,为喷射器设计和数学模型的建立提供参考。图 1为喷射器的结构示意图。
喷射器内的时均流场的流动及传热都是对称的,同时已有研究表明二维轴对称喷射器模拟结果与三维模拟结果相差不大[5-6],说明喷射器内局部流场的周向速度较小,其对流场的影响不明显。在综合考虑计算效率和计算资源的基础上,文中选用适用于轴对称的几何形状和流动条件,同时能预测周向速度的Axisymmetric Swirl对喷射器内流场进行模拟,其计算周向速度的控制方程如式(1)所示。
(1) |
式中:x为轴向坐标;r为径向坐标;u为轴向速度;v为径向速度;w为周向速度。
喷射器计算域示意图和边界条件如图 2所示。
文中应用ICEM对喷射器计算域进行了适体结构化网格划分,控制网格尺寸变化小于2[7],并在速度梯度较大的1区、2区、4区和5区适当加密了网格,如图 3所示。采用Richardson外推法[8]进行了网格无关性验证,如表 1所示。由表 1可知,< 1 >套网格的外推误差为1.007,小于收敛指标1.246,满足网格无关性条件,可以用于后续的模拟分析。
项目 | 网格数 | 网格尺寸 | 加密尺度 | 观测值 | P | 外推值 | 收敛指标 | 外推值误差 |
< 1 > | 210 201 | 0.1236 | - | 0.39 | 1.007 | |||
< 2 > | 128 699 | 0.1580 | r21=1.28 | 0.40 | 6.33 | 0.382 | 1.246 | 4.752 |
< 3 > | 69 411 | 0.2152 | r32=1.36 | 0.51 | - |
据估算,喷射器内流场属于高度湍流,并且喷射器内出现的激波、边界层分离等复杂物理现象,一定程度上提高了流场的湍流强度,因此选用合适的湍流模型对喷射器内流场进行模拟分析是十分必要的。相对于标准k-ε模型,Realizable k-ε模型有效解决了对时均应变率特别大时可能导致负的正应力的问题,使模拟结果符合湍流的物理定律。Realizable k-ε模型的优势在于能够较准确地模拟射流扩散作用,有强逆压梯度的流场和边界层分离等[9]。这些物理现象都是喷射器内流场中的主要现象。Dvorak and Vit[10]通过对比实验测得和CFD模拟的喷射器壁面压力、速度分布和湍动能分布后,认为Realizable k-ε模型最适用于模拟喷射器运行特性。Sriveerakul T, Aphornratana S, Chunnanond K[2, 6]的研究结果也推荐使用Realizablek-ε模型模拟喷射器内流场。因此文中采用Realizable k-ε湍流模型模拟喷射器内流场。另外,选择Mixture模型模拟喷射器内的两相混合过程;壁面函数选用Scalable Wall Functions;同时应用网格自适应技术优化网格分布,控制30 < y+ < 60。图 4为网格自适应后的网格分布情况,由图 4可知,在对流较强的4区和7区,压力梯度较大的2区、3区、7区和8区,以及速度梯度较大的壁面处(1区和5区),网格加密较明显。
2 结果分析根据截面比fm/fP1大小,文中将喷射器分为2组,第1组中的中等截面比喷射器fm/fP1=4.19;第2组中的大截面比喷射器fm/fP1=5.54。2组喷射器结构参数和运行参数列于表 2。1组中工作介质是水蒸汽,引射介质为空气,应用Mixture模型进行模拟;2组中两股介质都是蒸汽。主要计算结果列于表 3,由表 3可知两组算例的引射系数μ各自随着ζ增大接近线性增加。
组别 | RP*/mm | RP1/mm | NXP/mm | Rm/mm | Lm/mm | DC/mm | PP/bar | PC/bar |
1组 | 2.95 | 5.762 | 0 | 11.80 | 236.00 | 15.67 | 7.00 | 0.50 |
2组 | 2.95 | 6.269 | -10 | 14.75 | 295 | 18.613 | 9.00 | 0.50 |
1组:算例a中PH=20 156 Pa;算例b中PH=28 433 Pa;算例c中PH=47 779 Pa;算例d中PH=65 875 Pa; 2组:算例e中PH=10 754 Pa;算例f中PH=25 783 Pa;算例g中PH=30 709 Pa;算例h中PH=37 849 Pa;算例i中PH=58 686 Pa;算例j中PH=63 163 Pa。 |
算例 | a | b | c | d | e | f | g | h | i | j |
ζ | 0.75 | 1.05 | 1.73 | 2.31 | 0.39 | 0.87 | 1.01 | 1.21 | 1.79 | 1.94 |
μ | 1.12 | 1.47 | 2.18 | 2.75 | 0.17 | 0.67 | 0.84 | 1.10 | 1.77 | 1.93 |
1组算例中mP=0.027 kg/s | 2组算例中mP=0.035 kg/s |
文中所模拟的喷射器内工作蒸汽与引射气体间的混合过程属于典型的可压缩超声速剪切混合层发展过程。超声速可压缩剪切混合层内存在激波,膨胀波,波-涡干扰等复杂物理现象,其性质并不是不可压缩混合层特性规律在可压缩流领域的简单延伸。研究喷射器内流场特性需要研究超声速混合层特性规律。图 5、6为轴线处压力、马赫数的分布图,随着ζ的增加,2组算例中的工作蒸汽所能达到的最大马赫数减小,压力振荡幅度增大。
算例a、e、f中ζ < 1,混合层在喷管出口附近受膨胀波的影响;算例b、g中ζ≈1,在喷管出口附近波对混合层的影响较弱;算例c、d、h、i、j中ζ>1,混合层在喷管出口处即受到激波的扰动。
以下将对ζ≤1和ζ>1两种工况下的喷射器内流场进行比较分析。
1) 当ζ<1时工况
图 7为各算例内流场涡量云图。
如图 7所示,算例f的混合层初始段受到一定膨胀波的扰动作用,但涡卷起过程所用的距离大于算例g。这是因为ζ越小,工作蒸汽射流所能达到的马赫数越高,如图 6喷射器轴线处马赫数的变化曲线所示。工作蒸汽射流的马赫数越高,混合层的可压缩性越强,可压缩性会抑制混合层的发展,一定范围内,可压缩性的抑制作用强于初始膨胀波的扰动作用,使涡的卷起位置相对靠后。如图 7(e)所示,算例e中混合层内涡卷起位置在算例g之前,说明ζ小于一定值后喷管出口处的膨胀波对混合层的激励作用可大于可压缩性对混合层的抑制作用,从而促进混合层的发展。但此时工作蒸汽射流所占的流通截面较大,引射介质的流通截面积减小,喷射器引射系数不高。另外,混合层在相对较短距离内便与壁面作用,抑制了混合层的发展。可压缩性对涡卷起的抑制作用使涡的卷吸作用不能主导喷管出口附近区域的混合过程,使PL线的范围大于混合层的分布范围,如图 7(a)、(b)。
湍动能和涡耗散率与混合层内动量和组分输运直接相关。如图 8、9为算例a和算例b的流场湍动能与涡耗散率的径向分布图,总体上湍动能峰值呈先增大后减小的趋势。在混合层内湍动能的增加过程中,能量从主流传给大涡。在该过程中,涡耗散率也逐渐增大,在湍动能和涡耗散率大的区域,是湍流漩涡的拉伸过程,能量从大涡传递给小涡。涡耗散率会耗散混合层内的湍动能,可压缩性会抑制涡结构从主流中获得能量,从而抑制混合层的发展。如图 8,比较算例a和算例b的湍动能沿径向的分布图,算例a流场中的湍动能增加速度较算例b慢,表明ζ相对小的算例中混合层的涡卷起位置相对靠后。如图 9所示,算例b在x≤170 mm的区域,涡耗散率一直大于算例a,表明算例b中混合层内涡结构破碎发生的位置较算例a靠前。
2) 当ζ>1时工况
不同于ζ≤1的算例,ζ>1的算例c、d、h、i、j的混合层在喷管出口处便受到激波的扰动作用,且随着ζ的增加,初始激波强度增加。激波的扰动作用能够促进混合层的发展,使混合层初始段的卷吸作用便主导混合。如图 7,算例h的混合层中涡卷起位置(x=141.52 mm)较ζ≈1的算例g提前,使算例h内的两股流体能够在相对较短的距离内完成宏观混合过程,喷射器长度减小。同时混合层边界与PL线符合较好,如图 7(c)、(d)。
如图 7(a)~(d)中圈示的区域,混合层的分布范围大于相的分布范围。这种现象的出现是由于随着流场的发展,涡量逐渐扩散开来,同时大涡逐渐破碎形成的小涡,该类区域对工作蒸汽射流的卷吸作用的贡献有限,混合层的分布范围超出了SL线。
比较第1组算例的喷射器混合区前段湍动能分布,如图 10所示。算例c和算例d在喷管出口附近的湍动能峰值和径向分布范围明显高于算例a、b。如图 11所示的算例c和算例d中涡耗散率的分布,算例c和算例d在x=110.00 mm处的涡耗散率约为算例a和算例b中流场在相应位置处的5倍,表明尺度较大的涡结构维持距离较短,混合层中涡的尺寸相对较小。
以上现象的出现是由于算例d中的初始激波强度较大,使混合层初始段的状态更接近非线性饱和状态,结果导致混合层内大尺度结构短距离内破碎,流动进入湍流。算例c中混合层所受初始激波的扰动相对较弱,其达到非线性饱和状态所需的距离较算例c大。
当大尺度拟序结构从周围流体获得的能量大于该点输出的涡动能时,涡才能维持自身的形态。随着ζ的增加,涡的初始尺寸较大,且涡层生长速度较快,使工作蒸汽射流在短距离内便卷吸了较多的低能引射流体。在这个过程中,涡的尺寸增加,而维持涡结构的能量逐渐减少,最终使涡提前破裂。
3 结论文中通过模拟分析喷射器内流场,对喷管出口处压力不匹配度ζ对喷射器运行特性和流场特性的影响进行了分析。经研究可得以下主要结论:
1) 当混合层中涡的卷吸作用主导混合时,可用混合层边界表征相的分布范围;
2) 湍动能和涡耗散率与混合层内动量和组分输运直接相关,可以通过分析湍动能和涡耗散率定性描述喷射器内流场混合层内涡的特性;
3) ζ≤1时,喷射器内流场混合层涡的卷起过程受流体可压缩性的抑制明显,但该抑制作用有上限,此时需设置较长的混合区;对于ζ >1的工况,一定范围内,喷射器内流场混合层在初始阶段受到激波的扰动作用,发展速度明显提高,可有效缩小喷射器长度。
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