离心通风机内部压力场和流场的分析.docxVIP

离心通风机内部压力场和流场的分析田贵昌李宝宽 / 东北大学陈中才 / 沈阳鼓风机通风设备有限责任公司摘要 :本文应用计算流体力学软件 fl u en t 对4 - 73 10d 离心式通风机内部的三维气体流 动进行了数值模拟分析 ,重点分析了各个部分的压强和速度分布 。关键词 :离心式通风机 ;三维数值模拟 ; 压力场 ;流场选取某一个流道或单元作为研究对象 , 从而忽略了蜗壳的非对称性导致流动的非轴对称性 ,或者把实际风机模型简化无法得到真正的内部 流场 。本文运用商业软件 fl u en t6 . 35 ,对 4- 73 10d 离心式通风机在设计工况下进行定常三维流动数值模拟 ,捕捉内部流动现象 ,揭示 风机流动实际情况 ,为风机的进一步改进 ,扩大 运行工况提供理论依据 。中图分类号 : t h432文献标识码 :b文章编号 :1006 - 8155 (2007) 06 - 0018 - 06analysi s o n the int e rnal pre s sure a nd flo w field fo r ce ntrifugal fa nsab stra ct : in t his paper , t he co mp utatio n fluid dynamics ( cfd) sof t ware fl u en t is applied to analyze t he inter nal 3 - d gas flow of cent rif ugalf an ( 4 - 73 10d ) , especially o n t he p ressureand velocit y dist ributio n .ke y wo rd s :cent rif ugal f an ; 3 - d numerical sim2ulatio n ; p ressure field ; flow field流场控制方程的建立1通风机内流速较低 ,可视为不可压缩流动 ,以恒定角速度旋转的叶轮中 ,当选用与叶轮一 起旋转的非惯性坐标系来描述相对运动时 , 可认为叶轮内的相对运动是定常的 。因此叶轮内 不可压缩 ,均质 ,密度为常数的连续性方程和运 动方程为(1) 质量守恒方程9 (u ) + 9 (v ) + 9 (w )0引言由于 通 风 机 流 场 的 试 验 测 量 存 在 许 多 困= 09 x9 y9 z(2) 动量守恒方程a p + d w = 9 w难 ,使得数值模拟成为研究叶轮机械流场的一种重要手段 。随着计算流体力学和计算机的快 速发展 ,流体机械的内部流场研究有了很大的 进展 ,从二维 、准三维流动发展到全三维流动 。 guo 和 kim1 用定常和非定常的三维 ran s 方 法分析了前向离心通风机流动情况 ; carolus 和st remel 2 通过 cfx 针对风机进风处的湍流分 析得出压强和噪声的关系 ; meakhail 等3 - 4 利 用 p iv 试验方法和 cfx 模拟相结合的方法对 叶轮区域进行了分析 。但是很多的研究者都是+ w g a w = -fd t 9 ta2 w - 2 w + ( r ) 式中 w 为相对速度 ; p 为压强 ; f 为质量 力 ;为粘性系数 ; r 为半径 ; - 2 w 为哥氏 力 ; - ( r ) 为离心力 。(3) 湍动能方程9 (k ) +(k u j ) =999 kef f + t9 t9 x j9 x j9 x j9 u 9 u9 u2 j ji+ - c2- 9 x i 9 x i 9 x jk收稿日期 :2007 - 07 - 03 沈阳市 110004 18(4) 湍动能耗散率方程口 ,速度为 12 . 6 m/ s 。出口 : 设置压力出口静压9 () + 9 (uj )= - 9 y ( + t ) 9+3为大气压 ,空气密度为 1 . 2 kg/ m 。9 t9 x j9 x j9 x j2c1 9 u j 9 u j9 u ik t + -c29 x 9 x9 xki ij(5) 湍流粘度系数方程k2t= c 式中 c1 , c2 ,k , , c 为 经 验 常 数 ; u i ,u j 为 i , j 方向的速度 ; x i , x j 为 i , j 方向的节点坐标 ;为流体密度 ; p 为压力 ; fi 为体积力 ; ,t 为层流和湍流的粘度系数 ; k 为湍动能 ; 为湍动能耗散率 。图 1 4 - 73 10d 离心式通风机计算对象及边界条件22 . 1 风机模型参数分析对象为 4 - 73 10d 离心通风机如图1 所示 ,由进气室 、集流器 、叶轮和蜗壳组成 。在pro/ e 中建立模型 ,为解决问题的方便 ,在整机 的装配 中 让 绝 对 坐 标 和 相 对 坐 标 处 于 同 一 位 置 ,原点位于叶轮后盘中心外壁上 , x 轴负方向 为蜗壳出口方向 , y 轴负方向为蜗壳的进气方 向 , z 轴正方向为进气室进口方向 。叶片后倾 , 进 、出口角分别为 32、45,叶轮内径 720 mm ,叶 轮外经 1000 mm ,叶片进口宽 350 mm ,叶片出口 宽 250 mm ,进气室吸风口为 1300 mm 600 mm , 蜗壳宽 650 mm ,出风口为 900 mm 650 mm , 叶 片 12 个 ,转速 1200r/ min 。2 . 2 网格划分在 gamb i t 中对流道区域划分网格如图 2所示 。由于风机结构较复杂 , 采取四面体和六 面体网格相结合的方式划分 ,网格共计 676045 。叶轮流动区域采用旋转参考系 m r f 坐标法 ;叶片 、前盘和后盘采用相对静止参考系 ; 进气室 、 集流器和蜗壳采用绝对静止参考系 。2 . 3 计算方法及假定(1) 假定流动是稳定 、粘性 、不可压缩 ; 流动 过程中忽略质量力作用 ; ( 2) 叶轮进口和集流器 间有间隙 ,但在计算中处理为 0 ,避免间隙区域压力梯度过大 ; (3) 旋转坐标系下离散方程采用压力速度耦合 s im pl e 算法 ,湍流模型采用标 准 k - 方程 ,使用标准壁面函数5 法 。2 . 4 边界条件进口 :按照容积流量计算所得 ,采用均匀进图 2 4 - 73 10d 通风机整体网格结果分析33 . 1 静压分析由图 3 可看出 , 静压从进口至出口逐渐变 化 ,在蜗壳外壁面达到最大 ,由于出口存在流动 损失而使此处的静压有所下降 ,这与文献 6 结 论相符 。由图 3a 可知 ,由于受到蜗壳的非轴对 称性影响 ,蜗壳较低静压处与叶轮中心不在同一轴上 ;由图 3b 可知 , 在进气室的拐弯处和蜗 舌处 ,由于这两者的形状发生变化 ,导致静压较 低 。3 . 2 y 轴方向静压分析y 轴为叶轮中心轴 ,叶轮后盘与蜗壳外壁 有 40 mm 的间隙 , 在 y 轴方向截取面 : y = -20 mm 如 图 4a ; y = 150 mm 如 图 4b ; y =250 mm 如图 4c ; y = 350 mm 如图 4d 。从 4 个 图中看出 ,叶轮压强分布并不因为叶轮的轴对 称而对称 ,渐扩的螺旋蜗壳是非轴对称的 ,叶轮进口处静压最低 。叶轮内静压中心偏向蜗壳扩 大处 ,出叶轮后静压逐渐增大在蜗壳外壁达到 最大 。由于流动损失的存在 , 静压沿着蜗壳出 口逐渐降低 。 19试验研究风机技术2007 年第 6 期 /图 3图 43 . 3叶轮区域静压分析叶轮区域的静压分布如图 5 所示 。图 5 20叶片非工作面和前盘附近 , 特别是两者的交汇区域积累了一个低能流体区 ,静压 、相对速 度均较低 ,此处形成了尾迹区 ,但是尾迹区不是 完全的“死 水 区”, 有 流 体 通 过 只 是 速 度 较 低 。 叶片工作面和前盘附近的流体静压 、相对速度均较 高 , 此 处 形 成 了 射 流 区 。fisher 和 thpo2 ma7 用颜料做离心泵叶轮中的显示试验 ,曹淑 珍等6 用 p iv 法进行三维流动测定 ,根据流动 照片也验证这一区域的存在 。这就是后来吴玉3 . 4 叶片静压分析叶片工作面图 6a 上的静压比非工作面图6b 上的高且分布明显不同 : 叶片工作面上静压 分布不均 ,由分布可看出 85 %以上的做功来自 于工作面 ;非工作面上静压分布较均匀 ,从叶片根部向顶端逐渐增大 。在单个叶道内 , 两侧壁 附面层中的气流前进的速度比较低 , 气体受到 压力差的作用从高压区流向低压区 , 这种流动 与主气流方向垂直从而产生了二次流 。林8等学者所说的射流 - 尾迹流动结构 。图 63 . 5整机全压分析包括全部外壁时无法看清内部全压分布 ,取图 7 所示分析 。起的 。所以对整个通风机来说 , 不能单单研究某个部分或对某个流道计算 ,因为这不但难反 映整体流场的实际情况 ,而且计算的边界条件 也很难确定 ,这就为计算的准确性 、合理性带来困难 。3 . 6流道区域速度分析图 8a 位置同图 4a ,此区域速度大小变化不 太明显 ,但是受旋转的后盘和静止的蜗壳壁的 共同作用使这部分流体产生了扭曲 , 流体旋转的中心接近蜗舌处与叶轮内的流动完全不在同 一轴上 , 这 是 整 机 模 拟 得 到 的 又 一 重 要 现 象 。 在前盘和蜗壳间的流体速度变化较明显 , 气流 在叶轮出口处突然扩压 ,导致气流速度降低与 主流气体发生冲击扰动 ,从而在蜗舌处产生了二次流如图 8c 。图 8b 是风机叶轮中截面上的 速度分布 ,从中看出流体从叶轮进口到叶轮出 口方向速度逐渐增大 ,出叶轮后速度逐渐降低 。 在靠近蜗壳出口处的叶轮通道内的速度比其他 部分的叶轮通道内速度小 ,因此计算风机叶轮通道流场的时候 ,假设每个叶轮通道都是相同 的也是不对的 。图 7 壁面全压侧视图从图 7 很清楚地看出全压的变化分布情 况 ,特别是在集流器和叶轮区域变化最为明显 。 在集流器处全压很低这是由于气流从轴向开始 向径 向 转 变 而 产 生 的 。叶 轮 区 域 依 赖 叶 轮 做 功 ,全压在叶道内逐渐升高 ,且在叶片工作面出 口处达到最大 ,进入蜗壳后由于流动损失存在 又逐渐降低 。这两个区域流动情况差别很大 , 这是由于流道的位置不同和蜗壳的非对称性引 21试验研究风机技术2007 年第 6 期 /涡流的位置来看 ,上部涡流比较靠近蜗壳的前壁面处 ,下部涡流比上部涡流强烈 ,且靠近蜗壳 后壁面处 。对图综合分析 , 可以得出流体在蜗 壳内不是以平流流出 ,而是以麻花状旋流状态流出 。图 10 中的两图是以 z 轴为向平行于 x y 面的平面 。图 10a 位于 x y 平面 - 500 mm 处 ; 图 10b 位于 x y 平面 - 250 mm 处 。由图 10a 可 看出在蜗壳出口流道内有回流产生 , 并且由此 图可以清楚的看到流体不是平流而是扭曲着旋流流出 。这两个图显示气流在进气室内的变化 不大 ,且在进入叶轮中心后流动比较均匀 ,流速 随着叶片的方向逐渐增大 ,在前盘一方的蜗壳 扩大处有二次流产生且比较明显 。同时也可以 看出在后盘和蜗壳壁的间隙处 、蜗舌处二次流较多较强 ,所以此处的噪声比较大 ,可为噪声的 分析提供理论依据 。蜗壳出口的延伸部分很明 显的有股较强的气流 ,这也是吴玉林7 等所说 的尾流 - 射流结构 。图 8图 9a 蜗壳出口处 ,可看到在出口的右下角有二次流的现象出现 ,此处位于蜗壳扩大一方 近蜗舌处 ,是受到蜗壳出口流道的主流和蜗舌 处的扰流共同作用而产生 。图 9b 为 y z 面 ,从图 9 22图 103meakhail , t. , zhang , l . , du , z. h. , chen , h. p. , andj ansen , w. , 2001 ,“theapplicatio n of p iv in t he st udy of impeller diff user interactio n in cent rif ugal fan . part i - im2 peller - vaneless diff user interactio n ,”proceedings of the asm e fluid engineering divisio n - im ece2001/ f ed -24952 november 11 - 16 , 2001 , new yo r k , u sa.meakhail , t. , zhang , l . , du , z. h. , chen , h. p. , and j ansen , w. , 2001 ,“the applicatio n of p iv in t he st udy of impeller diff user interactio n in cent rif ugal fan . part i i - impeller - vaned diff user interactio n ,”proceedings of the asm e fluid engineering divisio n - im ece2001/ f ed -24953 november 11 - 16 ,2001 , new yo r k , u sa. fl u en t 6 . 3 u sers guide 2006 .曹淑珍 ,祁大同 , 张义云 , 等. 小流量工况下离心风机蜗壳 内部的三维流动测量分析 j . 西安交通大学学报 , 2002 ,36 ( 7) :688 - 692 .fisher k , thpo ma d. investigatio n of t he flow co nditio n in acent rif ugal puma . transitio n of asm e , h yd ,1932 ,54 ( 8) :45 - 56 .结论4本文有针对性地对离心通风机内部湍流场进行三维数值模拟 ,观察了离心通风机内部流 动情况 ,重点分析了流道内部各个部分的压强 和流场 ,得出如下结论 :(1) 发现了由于整机的非轴对称性而产生了流体区域的压强和流速的非轴对称性 。后盘 与蜗壳间隙中的流体流动的中心偏向蜗舌处 ,叶轮区域内部压力场和流场的中心不是沿中心 轴方向 ,而是偏离中心轴 。蜗壳内部整体的流 动像扭曲的麻花状旋流流出 ;(2) 结果显