贯流式水轮机叶顶间隙流动特性研究
发布时间:2020-12-12 15:16
贯流式水轮机是开发海洋潮汐能重要的水力机械设备。随着我国对清洁可再生能源开发的重视,人们越来越关注贯流式水轮机的性能优化,使其能在更广的工况下高效运行。在贯流式水轮机中,叶顶的间隙泄漏流一直是影响转轮内部流态的重要因素,其形成的间隙泄漏涡会在叶片吸力面引发流动不稳定性,由此所产生的空化也会导致叶片的磨损与振动。因此研究叶顶间隙泄漏流对贯流式水轮机内部流场及其性能的影响至关重要。本文通过数值模拟的方法,研究了间隙泄漏流与间隙泄漏涡的诸多流动特性以及对贯流式水轮机内部流动的影响,相关工作内容如下:(1)在贯流式水轮机中,受到导水机构尾流和叶片转动的影响,叶顶的间隙泄漏流与泄漏涡复杂多变,为了提高数值模拟的精度,本文采用基于旋转与曲率修正的SST-CC(SSTk-ω model with Curvature Correction modeling)湍流模型,首先对单个翼型的间隙泄漏流场进行数值模拟,验证了湍流模型的准确性。同时发现,攻角的增大会对间隙泄漏涡与分离涡的产生位置、形态、间隙泄漏量、叶顶附近载荷和翼型升阻力等参数产生影响。针对大攻角下间隙泄漏流场的特殊情况,本文详细分析了 12°大...
【文章来源】:西安理工大学陕西省
【文章页数】:73 页
【学位级别】:硕士
【部分图文】:
CFD数值计算流程图
西安理工大学硕士学位论文12阻力系数=122(3-2)升力系数=122(3-3)其中,和分别为翼型所受到的阻力与升力,为水的密度,这里取9973,V为计算域的进口流速,A=cb,为翼型弦长c与叶高b的乘积。本文采用块结构化网格对计算域进行划分。为了提高间隙附近流场的模拟精度,对间隙及附近的网格加密处理。同时为了减小网格数量对计算结果的影响,现从100万到800万分5组进行数值模拟的网格无关性验证。选择翼型的升阻力系数作为验证的标准。如图3-2所示,当网格数达到600万时,升阻力曲线趋于平稳,表明此时的网格数对计算的结果影响已经很小,可以忽略。本文控制整个计算域的总网格数大约为697万。网格示意图见图3-3。1002003004005006007008009000.0400.0410.0420.043网格数/(万)DC1002003004005006007008009001.0401.0451.0501.0551.0601.0651.070LC网格数/(万)(a)阻力系数(b)升力系数图3-2网格无关性分析Fig3-2Gridindependentanalysis计算域的进口速度Vinlet=10m/s,同时监测进口压力,在计算过程中通过调整出口压力使进口压力保持在105Pa。翼型表面和壁面均采用无滑移条件。本文采用基于旋转与曲率修正的SST-CC湍流模型进行数值计算。在计算过程中,收敛条件为最大残差小于104。图3-3翼型表面(左)及间隙附近(右)网格分布Fig3-3Griddistributiononthebladesurface(left)andnearthegap(right)
西安理工大学硕士学位论文143-5显示了间隙值τ=1.5时,不同攻角下的间隙泄漏涡形态。间隙附近的涡结构为Q=1106s-2时的等值面。从图3-5中可以发现:随着攻角的增大,间隙泄漏涡与间隙分离涡的形态均发生了不同的变化。间隙分离涡的发生位置越来越靠近翼型的头部。在α=3°时,间隙泄漏涡几乎紧贴着翼型的吸力面,而没有分离涡的产生。随着攻角的增大,间隙泄漏涡相对于吸力面的倾角增大,间隙分离涡变得越来越强烈。例如在α=5°时,分离涡在翼型的尾部融入到间隙泄漏涡中,随着攻角加大,该过程逐渐提前。图3-5τ=1.5,不同攻角下间隙泄漏涡形态(Q=1×106s-2)Fig.3-5τ=1.5,diagramoftipleakagevortexatdifferentanglesofattack(Q=1×106s-2)攻角的改变同样会影响到间隙的泄漏量。沿着翼型的弦长,在叶顶与壁面之间做一个过流截面。取该截面的体积流量为间隙的泄漏量Qleak。取Qleak/Qinlet表示泄漏量的变化,其中Qinlet为进口流量。从图3-6中可以发现,随着攻角的增大,泄漏量基本呈线性增加。在10°攻角时,泄漏量大约是4.5%的进口流量。原因可能是攻角增大后,由于间隙泄漏涡和分离涡的强度增大,越来越多的流动被卷向吸力面,从而增加了间隙泄漏流。2345678910111.01.52.02.53.03.54.04.55.0%inletleakQQ图3-6间隙泄漏量随攻角变化Fig.3-6Clearanceleakagevarieswithangleofattack
本文编号:2912805
【文章来源】:西安理工大学陕西省
【文章页数】:73 页
【学位级别】:硕士
【部分图文】:
CFD数值计算流程图
西安理工大学硕士学位论文12阻力系数=122(3-2)升力系数=122(3-3)其中,和分别为翼型所受到的阻力与升力,为水的密度,这里取9973,V为计算域的进口流速,A=cb,为翼型弦长c与叶高b的乘积。本文采用块结构化网格对计算域进行划分。为了提高间隙附近流场的模拟精度,对间隙及附近的网格加密处理。同时为了减小网格数量对计算结果的影响,现从100万到800万分5组进行数值模拟的网格无关性验证。选择翼型的升阻力系数作为验证的标准。如图3-2所示,当网格数达到600万时,升阻力曲线趋于平稳,表明此时的网格数对计算的结果影响已经很小,可以忽略。本文控制整个计算域的总网格数大约为697万。网格示意图见图3-3。1002003004005006007008009000.0400.0410.0420.043网格数/(万)DC1002003004005006007008009001.0401.0451.0501.0551.0601.0651.070LC网格数/(万)(a)阻力系数(b)升力系数图3-2网格无关性分析Fig3-2Gridindependentanalysis计算域的进口速度Vinlet=10m/s,同时监测进口压力,在计算过程中通过调整出口压力使进口压力保持在105Pa。翼型表面和壁面均采用无滑移条件。本文采用基于旋转与曲率修正的SST-CC湍流模型进行数值计算。在计算过程中,收敛条件为最大残差小于104。图3-3翼型表面(左)及间隙附近(右)网格分布Fig3-3Griddistributiononthebladesurface(left)andnearthegap(right)
西安理工大学硕士学位论文143-5显示了间隙值τ=1.5时,不同攻角下的间隙泄漏涡形态。间隙附近的涡结构为Q=1106s-2时的等值面。从图3-5中可以发现:随着攻角的增大,间隙泄漏涡与间隙分离涡的形态均发生了不同的变化。间隙分离涡的发生位置越来越靠近翼型的头部。在α=3°时,间隙泄漏涡几乎紧贴着翼型的吸力面,而没有分离涡的产生。随着攻角的增大,间隙泄漏涡相对于吸力面的倾角增大,间隙分离涡变得越来越强烈。例如在α=5°时,分离涡在翼型的尾部融入到间隙泄漏涡中,随着攻角加大,该过程逐渐提前。图3-5τ=1.5,不同攻角下间隙泄漏涡形态(Q=1×106s-2)Fig.3-5τ=1.5,diagramoftipleakagevortexatdifferentanglesofattack(Q=1×106s-2)攻角的改变同样会影响到间隙的泄漏量。沿着翼型的弦长,在叶顶与壁面之间做一个过流截面。取该截面的体积流量为间隙的泄漏量Qleak。取Qleak/Qinlet表示泄漏量的变化,其中Qinlet为进口流量。从图3-6中可以发现,随着攻角的增大,泄漏量基本呈线性增加。在10°攻角时,泄漏量大约是4.5%的进口流量。原因可能是攻角增大后,由于间隙泄漏涡和分离涡的强度增大,越来越多的流动被卷向吸力面,从而增加了间隙泄漏流。2345678910111.01.52.02.53.03.54.04.55.0%inletleakQQ图3-6间隙泄漏量随攻角变化Fig.3-6Clearanceleakagevarieswithangleofattack
本文编号:2912805
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