流体力学漩涡产生的原因
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流体力学漩涡产生的原因范文第1篇
关键词：分条机；底刀轮；流场分析；ANSYS Fluent
DOI：10.16640/ki.37-1222/t.2017.03.204
0 引言
分条机采用的是分条切割，可将产品同时分切成多条，其生产效率非常高。与传统的分离方式相比而言，尽管有些昂贵并且安装不便，但是它的切割速率非常高，切割边缘还能够达到最好的质量，不会有毛边和锯齿。
分条切割机在工作时，由上下两个切割的刀轮相互接触，挤压原料，使之在刀轮口产生剪应力，从而切断原料。如同剪刀一样，两个刀轮的刀口处同样很锋利。但是，在实际生产中会发现，刀口附近在刀轮高速运转的情况下，周围会产生明显的“风”，而“风”会影响原料的剪切，使剪切后的边缘呈现毛边或者锯齿状，甚至会产生歪斜，使产品报废。为了避免“风”的出现，研究底刀轮在高速运转下的周围流场情况是极具意义的。
1 底刀轮周围流场建模
由于底刀轮形状结构非常简单，无需对其几何形状做任何的相似简化。但是在流场搭建过程中，要注意流场区域的大小，不能过小，过小会导致观察到的结果与真实情况有出入，其次边界形状也要设计合理。本文中的底刀轮的运动为旋转运动，故流场采用圆柱形。由于本文只做流场的模拟分析，不涉及零件的固体应变分析，所以刀轮的零件部分在模型中需要挖去。同时，又因为流场区域较大，对计算机负担较大，为了减小计算机的负担，采用周期边界的方法减少流场模型，本文采用1/4区域进行建模。
2 模型网格划分和计算参数设定
在完成几何建模后，退出Geometry，进入Mesh功能。由于流场为三维状态，故网格采用四面体网格，因形状较为规则，只有部分区域网格划分细密，网格数量共计282069个。
导入Fluent后，首先进行基本设置，计算的流体模型选用k-omega中的SST模型。只所以选用SST，是由于底刀轮在工作时周围仅有空气这一中流体，且空气的密度小，粘度低，而刀轮所做的运动为旋转运动。由于刀轮处于旋转状态，故采用相对位移原理，将流场设置为旋转流场，刀轮不动，转速为3200rpm，周期边界属性设置为周期。调整残值监测中的absolute criteria数值为0.0001，然后开始计算。
3 流场分析结果对比
计算结束后，退出Fluent设置，进入CFD-Post查看Y果，在刀刃处和轮缘处分别做一个平面，在平面上显示压力结果图。
从结果图中可以看出，在刀口附近的轮缘处有范围较大的压力变化，而在刀刃处压力变化范围较小。这说明刀轮在高速运转中的压力变化有可能是因为刀刃结构的凸起，凸起的刀刃与轮缘的直径数值不同，在旋转时线速度不一样，可能导致周围空气流场产生风。
当然，以上结论只是一个推测，并不能说明风的真正来源，为了验证以上结论，还需要做一个转盘实验模拟。
为了检验以上结论，本次模拟依旧采用Fluent软件，流体、计算模型等参数不变，只改变流场的几何模型。新建集合模型，以底刀轮的刀刃面为转盘，设置单侧的流场，流场形状为圆柱形，网格数量为291411。然后开始计算，计算结果如图4所示。
在volume velocity图中可以看出，在转盘附近处有明显的速度变化，但是变化范围比较小。从velocity streamline中可以看出，气流在转盘形成漩涡状。这说明，底刀轮在旋转时，刀刃外侧面也会有气流产生，该气流也可能是产生风的一个原因。
4 结论
在模拟试验之前，并不了解风的产生原因，猜测是单一原因造成。在模拟实验之后，虽然证实了猜测的原因，但是同时还发现了其他原因，所以产生风的原因不唯一，既有刀刃与轮缘的直径差距导致线速度不同造成风，也有刀刃侧面与空气接触的部分因高速旋转而产生风，是否还有其他原因产生风，还有待进一步的模拟实验验证。
参考文献：
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流体力学漩涡产生的原因范文第2篇
关键词：Clark-Y翼型；空化；数值模拟；空泡；运动规律
中图分类号：TK730.2 文献标识码：A 文章编号：1672-1683（2017）03-0204-05
Abstract：We took a two-dimensional hydrofoil calculation model as the research object，and adopted the method of numerical simulation.The movement of the hydrofoil cavity in the cavitation process was obtained through the numerical simulation study on different cavitation models and turbulence models.The result showed：In different types of cavitation models，the cavitation process of this hydrofoil included the generation，development，fall-off，and burst of vacuoles，and the process showed obvious periodicity.The simulation result of S-S cavitation model was consistent with the actual movement.The S-S cavitation model can well simulate the flow around a hydrofoil in the cavitation process.
Key words：Clark-Y hydrofoil；cavitation；numerical simulation；vacuoles；movement pattern
水力机械转轮作为重要的能量转换装置，其叶片断面形状主要为翼型，所以对翼型的研究和设计是提高水力机械性能的主要途径之一。
Huang等[1]应用完全空化模型对某NACA66（MOD）水翼在不同的攻角时的定常空化形态进行了研究。褚学森等[2]应用完全空化模型研究了回转体和圆盘空化器的自然空化流动，给出了不同气核质量分数和湍流参数对空化流动的影响结果。郝宗瑞等[3]针对翼型攻角为8°的二维NACA0015水翼展开了与流体流动特性和流场结构相关的研究。Kang等[4]数值模拟了直径为200 mm的四叶轴流泵的三维空化流动。刘登成等[5]对直径为227 mm的INSEAN E779A四叶模型桨的空化流动进行了研究。张博等[6]为了可以更直观的观察出空化流动的结果，利用实验的方式对绕水翼空化流动展开了研究。张博等[7]应用商用软件CFX的Kubata 空化模型，描述了非定常云状空化形态的发展过程。虽然目前已有较多的使用这些模型来研究非定常空化的文献，但是，由于在一种软件中仅仅会包含一种模型，缺乏对多种模型的对比，特别是对空化流场的结构模拟的对比研究还不是很充分。
本文利用CFD数值模拟方法对翼型的外部绕流形态进行了研究。利用FLUENT[8]对翼型进行不同空化模型以及在不同湍流模型下的空化模拟计算，得到翼型空化的规律。
1 数学模型和计算方法
1.1 空化模型
Schnerr-Sauer 这一空化模型是基于气泡动力学和汽核半径共同得到的，式中的汽核半径RB与体积分数α和汽核数密度 n的关系为RB=α1-α34πn1/3，其中n为给定的经验常数，默认值为n=1×1013。
此空化模型假设空化气泡不相互影响，并且随着蒸汽体积分数的增加，气核密度相应的减小。式中，气核半径RB取值为10-6m，形核位置体积分数αnuc取值为5×10-4，蒸发系数Fvap取为50，冷凝系数Fcond取为0.001。
1.2 湍流模型
湍流的数值模拟方法主要采用了非直接模拟方法中的大涡模拟方法和雷诺平均方法中的RNG k-ε模型。大涡模拟[9-15]方法的基本思想大致上可以概括为：对于大尺寸的涡，采用瞬时的Navier-Stokes方程来直接模拟，并不直接模拟小尺寸的涡，对于小尺寸的涡，则需要通过建立模型考虑其影响。大涡模拟方法对计算机的要求仍然是比较高的，依旧是计算机的内存以及计算速度方面的要求，不过，相比直接数值模拟方法而言，要求是有所降低的，因此，在目前的CFD研究和应用中成为了一个热点。
RNG k-ε模型被称为重整化群，是由Yakhot及Orzag[16]在研究的过程中提出来的。在这一计算模型中，将尺寸比较大的空泡运动的影响，通过修正的方法，从而将黏度的影响体现在小尺寸的空泡上，这样一来就可以将小尺寸的影响效果从整体的运动系统中有效的剔除出去，最终才能够得到了计算需要的k方程和ε方程。RNG k-ε模型在对于修正湍动黏度的过程中，一般需要将平均流动中所产生的漩涡和旋流等流动状况列入考虑的范围；RNG k-ε模型中产生项与流体的流动有一定的相关性，不过在解决问题的过程中还可以看作是空间坐标的函数的问题；RNG k-ε模型的优点在于在面对应变率较高的状态或者流线的弯曲程度很大的情况时，模型的处理效果与实际的l展情况是很接近的。
1.3 计算区域和网格
本文的研究对象选取了Clark-Y翼型，翼型为非对称的结构，该翼型为上弯下平，其中最凸出处为弦长20%处，机翼的厚度为弦长的11.7%，弦长L为0.15m，攻角为零度，整个计算区域见图1，上游来流进口距翼型头部距离为4.5 L，下游去流出口距翼型尾部距离为8 L，两侧壁面距翼型中心各为8 L。在ICEM CFD中将Clark-Y翼型模型导入，对该模型进行网格划分，最终得到适应性强的结构化网格。在翼型的表面处流体的流动并不是很规律的，流动变化较快，因此一般会对翼型的特殊区域进行了网格加密处理，这样一来便可以较为真实的模拟复杂的流动状态。对于重要的区域进行了网格加密，而对于普通的流动区域便可以适当的减少网格的数目，防止网格数太多增加计算的时间和计算量。并且经过网格无关性验证之后，最终确定的网格节点总数为69 969，并确定了壁面附近的y+值为30～60之g，见图2。
图1 计算区域
Fig.1 The computational domain
图2 计算域和网格示意图
Fig.2 Sketch of the computational domain and grids
1.4 边界条件的设置
本文对翼型模型进行空化的数值模拟研究，并通过研究结果对空化模型进行比较和分析。选定入口边界条件为速度入口，假设流动的过程为不可压缩流体流动，选定入口速度为10 m/s，方向为水平方向；出口边界条件设置为压力出口；壁面设置为无滑移壁面剪切条件，即贴在壁面的流体的运动状况与该壁面相同；湍流模型采用与实际情况较为吻合的RNG k-ε模型；进口与回流的湍流边界条件均给定湍流强度与特征尺寸；求解方法采用压力基求解器，SIMPLEC压速耦合算法；选择的多相流模型为和混合物（Mixture）模型，本文描述了多相流动各相之间的相互作用和相互转化情况，具体说来就是在连续的液相流动中贯穿有汽相组分。
2 计算结果与分析
2.1 数值计算结果
通过本次空化数值模拟，最终得到了在两种不同的空化模型以及湍流模型，不同时间下的空泡体积分数。图3和图4分别表示了在RNG k-ε模型下，图5和图6分别表示了在大涡模拟方法下，不同空化模型以及不同时刻的水蒸气含量随时间变化的分布云图。
在图3所示的Schnerr-Sauer空化模型下，较为明显的出现了气泡的成长、附着、脱落和溃灭的过程。开始时，水翼的前端会产生较为稳定的空化，不过随着时间的发展，从第1 ms开始，空化的气泡在不断长大的过程中也在往翼型的尾部移动，整个过程发生的非常明显，并且因为来流具有一定的合适的速度，所以空泡在第13 ms的时候便开始发生断裂的情况，随着空化的进行，空化气泡便逐渐的缩小，到达了下一个周期的发展与溃灭的过程。在15 ms的时候便进入到了第二个周期的空泡的分离与溃灭的过程。在整个周期中，发生的时间并不是很长，在十几毫秒的时候，整个空化便差不多已经完全了，在这其中空泡的成长占据了较多的时间。
图4所示为在Z-G-B空化模型下的空化结果，与图3中的结果相比较可知，图3中的空化结果较好，无论是成长、分离还是溃灭的过程都比较明显，虽然，图4空泡的数量较多，不过整体的变化过程并不是很好，空泡长大的过程中，生长速度较为缓慢，但附着在翼型表面的空泡较为稳定；空泡并没有一个明显的分离的过程，并且在缩小的过程中空泡的体积分布图有着明显的变化，在接近翼型的尾部处，空泡的体积有一段突变的状态，导致整体的形态不好。从第1 ms开始，便从空化的前端发生了空化，并且前端的空泡越来越多，发生的空化现象很严重，并且会不断地向前方进行扩散，与此同时，在翼型后侧产生的气泡也在不断的向后部移动。从5 ms开始到10.5 ms这段时间内，主要是空泡长大的过程，这一过程在这一时间段内的变化并不是很明显，在10.5 ms到32 ms的时间段内，空泡便在发生溃灭，这一阶段在整个的时间段中占据了很长一部分的时间，不过在溃灭的过程中，附着在翼型的壁面上的空泡体积分数较大的一部分的形状并不是很规整。与Schnerr-Sauer空化模型计算结果相比较而言，Z-G-B空化模型的计算结果显示空化的形态并不是很好，高压区总是附着在翼型的表面，并且持续的时间长，因此空化的结果并不好。
图5 大涡模拟Schnerr-Sauer空化模型
Fig.5 Large eddy simulation of Schnerr-Sauer cavitation model
Schnerr-Sauer空化模型计算得出的结果较好（图5），从产生、成长、飘移到溃灭的过程都是合理的，在翼型的中部往后开始产生空泡，随着时间的发展，附着在翼型表面的空泡的数量越来越多，这也是空化产生的根本原因。于此同时，空泡的产生位置也在开始往后移动。从0.1 ms开始，空泡便在不断地形成过程中，在6 ms到8 ms之间空泡由于来流具有一定的合适的流速，所以空泡有着向后移动的趋势，并且表现的结果较为显著，在6.5 ms到8 ms之间空泡是发生了断裂的过程的，然后在8 ms时刻，空泡在不断的溃灭、缩小，在8 ms到9 ms之间空泡又进入到了一个新的周期的循环之中，不过这一循环与上一循环相比较，整个过程不仅空泡的尺寸减小了，发生空化的时间周期也明显的缩短了，综上所述，在图5中，较完整地展现了出了一个完整的周期以及下一个即将开始的周期，整体来说，应用大涡模拟这一算法对于Schnerr-Sauer空化模型的计算结果还是比较可靠的，计算的结果也比较稳定。图5的计算结果与图3相比较之后可知，两者之间的空化时间是比较有些差距的，之间总共差了大约有5 ms的时间，而空泡在第一阶段发生分离的时间都是在接近空化结束时候发生的，所以，在计算模型发生变化时，空化的时间是有一定的变化的，这一点在以后的研究中需要多加注意。
Z-G-B空化模型的计算结果见图6，虽然产生了较多的空泡，在翼型的表面也附着了较多的气泡，在翼型前端的空泡较为稳定，不过随着时间的发展，附着在翼型表面的气泡并没有向翼型尾部移动。在空化发生之后的溃灭过程中，效果也不是很明显，溃灭的过程中，附着在翼型表面的空泡体积含量不断地增加了。从第1 ms开始，空泡接近翼型的前端的位置开始发生空化现象，在从4 ms开始的时刻，空泡明显的开始向翼型的尾部一侧平移，但并没有发生空泡断裂的状况，可能是由于计算时的速度没有足够的大，使得空化产生的气泡并没有能够与翼型的壁面分离，不过随着时间的发展，附着在翼型表面的空泡的体积分数越来越大。将图6与图4对比之后发现，在大涡模拟的湍流计算方程下，空化发生的时间明显变得更加短了，时间变为了RNG k-ε湍流计算方程计算结果的一半左右，而空化的结果是相似的。
综上所述，在大涡模拟湍流模型的计算结果之下，空化发生的时间明显的缩短了，但是，空化的形态并没有发生太大的改变，整体的空化过程还是一致的，包括了空泡的产生、成长、分离以及溃灭，不过对于Z-G-B空化模型来说，分离和溃灭并不是一个很明显的过程，所以，在空化数值模拟时，选择的空化模型不一致，得到的计算结果从整体上而言是没有太大的差别的。不过需要注意的是，空化的时间周期有了较为明显的缩短，但是相对于整体的时间周期而言，空化发生的相对时间没有太大的变化。
2.2 实验对比
王国玉团队设置的边界条件分别是：10 m/s的速度入口，出口采用的是压力出口，翼型表面采用的是绝热、无滑移固壁条件[7]，与本文的设置相类似。而实验以及数值计算的结果都只是基于修正后的RNG k-ε湍流方程，所以，在本文中就只是将两种空化模型在湍流方程RNG k-ε下的计算结果分别于王国玉团队的实验以及模拟结果进行对比，并分析了产生结果异同的原因。
2.2.1 Schnerr-Sauer空化模型对比
如图7所示，将Schnerr-Sauer空化模型在RNG k-ε湍流模型下计算得到的结果与王国玉团队的绕Clark-y水翼云状空化流动的数值计算与实验对比得到的结果进行比较，计算结果与实验结果的云图相似。在空化发生的时间上也进行了对比，实验中的空化发生时间明显多于数值模拟的时间。由于攻角的原因，空泡产生的位置两者也是有区别的，在实验中，空化气泡从翼型前侧边缘便开始发生空化了，随着时间增加，空泡向翼型尾部迅速移动，脱落现象比较明显。由此可知，攻角的存在会影响空化的起始位置以及空化过程中空泡的脱落程度。
2.2.2 Z-G-B空化模型对比
将Z-G-B空化模型在RNG k-ε湍流模型下的模拟计算结果与绕水翼云状空化流动结构的数值与实验研究得到的结果进行比较，得到的结果差别相对较大。除了上文提到的攻角的影响，使得数值模拟中得到的空泡基本附着在了翼型的中间部位，还有在Z-G-B空化模型下的计算结果即所产生的空化形态与实验中给出的空化形态随时间的变化区别较大，所以，选用的空化模型与王国玉团队的选择可能并不一致，才导致了模拟计算的结果不一致。除此之外，实验中的湍流模型是经过修正的，这样可以改善空化流动过程中的计算精度，并且引入了一种与空化区域水汽相密度相关的系数，对涡黏模型进行了修正。实验的空化过程大约进行了40 ms左右，而数值模拟所经历的时间为30 ms多，时间上两者较接近。综上所述，最终王国玉团队与Z-G-B空化模型的数值模拟方法得到的结果存在一些差距。
3 结论
通过对二维Clark-Y翼型的非稳态空化数值计算，研究得到的成果如下。
（1）选择不同的空化模型和湍流模型，对翼型进行数值模拟计算，得到了翼型在空化过程中空泡的运动规律。分别设置了RNG k-ε和LES两种湍流模型，并在Z-G-B和Schnerr-Sauer两种空化模型下，分别进行数值模拟，最终通过空泡的体积分布云图，得到了翼型在空化过程空泡的运动规律：对于任意的空化模型，水翼空化的非定常过程总是包括空泡的产生、发展、脱落和溃灭几个过程，并且空化的运动过程具有明显的周期性。
（2）提出了Schnerr-Sauer空化模型可以很好地模拟绕水翼的空化流动过程。选取目前较为常用的Z-G-B和Schnerr-Sauer空化模型，在相同的工况下进行空化计算，得出Schnerr-Sauer空化模型的计算结果与王国玉团队的实验研究结果接近，由此可知，对于一般的数值模拟可以直接采用Schnerr-Sauer空化模型。
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