張 洪， 祝錫晶， 趙 韡， 石亦琨

(1. 中北大學(xué) 機(jī)械與動(dòng)力工程學(xué)院， 山西 太原 030051； 2. 煤與煤層氣共采國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室， 山西 晉城 048000；3. 首都航天機(jī)械公司， 北京 100044)

基于Fluent自振脈沖射流腔體結(jié)構(gòu)參數(shù)的數(shù)值優(yōu)化

張 洪1,2， 祝錫晶1， 趙 韡1,2， 石亦琨3

(1. 中北大學(xué) 機(jī)械與動(dòng)力工程學(xué)院， 山西 太原 030051； 2. 煤與煤層氣共采國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室， 山西 晉城 048000；3. 首都航天機(jī)械公司， 北京 100044)

自激振蕩脈沖射流可以有效提高深部煤巖破蝕效率. 為設(shè)計(jì)破蝕煤巖效率較高的自激振蕩脈沖射流發(fā)生裝置， 基于流體力學(xué)基本原理， 利用Fluent軟件對(duì)自激振蕩脈沖射流進(jìn)行數(shù)值模擬， 分析不同的腔體結(jié)構(gòu)對(duì)脈沖射流峰值速度的影響. 采用大渦模型(LES)進(jìn)行計(jì)算， 通過數(shù)值模擬發(fā)現(xiàn)， 自激振蕩脈沖射流速度云圖和壓力云圖符合渦旋碰撞理論和脈沖射流發(fā)生原理. 在特定的參數(shù)(腔長L=4.5 mm, 腔徑D=8 mm， 下碰撞壁收斂角α=120°， 上下噴嘴直徑分別為d1=1 mm，d2=1.1 mm)下， 自激振蕩脈沖射流峰值速度最大， 為231.21 m/s， 相比于入口速度提高了92.68%， 脈沖射流沖蝕效果較好.

破蝕煤層； 自激振蕩； 脈沖射流； 大渦模擬

0 引 言

煤炭資源為我國提供了70%的能源， 支撐著國民經(jīng)濟(jì)的快速發(fā)展. 我國的煤層氣資源豐富， 2014年底全國煤層氣探明地質(zhì)儲(chǔ)量達(dá)7 000億立方米. 煤層氣的開發(fā)利用， 可以減少甲烷對(duì)大氣的污染[1]. 高瓦斯壓力和高地應(yīng)力的綜合作用是造成煤與瓦斯問題突出的主要原因， 并且開采過程中產(chǎn)生的煤塵會(huì)引發(fā)爆炸和肺病等危害[2]， 極大地影響了煤層氣開采效率.

自激振蕩脈沖射流是通過流體力學(xué)、 流體彈性力學(xué)、 流體共振和水聲學(xué)等發(fā)展起來的一種新型高效脈沖射流， 它不需要外加激勵(lì)元件， 依靠流體本身在自激振蕩腔中產(chǎn)生振蕩， 將連續(xù)射流變?yōu)槊}沖射流[3-4]. 自激振蕩脈沖射流相比于連續(xù)射流有很好的破巖效果， 在脈沖振幅為250 m/s時(shí)， 自激振蕩脈沖射流破巖的效率提高了48.7%， 在脈沖頻率為2.5 kHz時(shí)， 自激振蕩射流的破巖效率提高了29.3%[5]. 裴江紅[6]等證明了脈沖峰值頻率取決于系統(tǒng)的固有頻率和系統(tǒng)阻尼比， 當(dāng)來流脈動(dòng)主頻率和系統(tǒng)固有頻率相近時(shí)脈沖射流峰值壓力可以達(dá)到最大. 劉新陽[7]等研究了結(jié)構(gòu)參數(shù)和運(yùn)行參數(shù)對(duì)于自激振蕩脈沖射流的影響. 唐川林[8]等系統(tǒng)地研究了自激振蕩腔體結(jié)構(gòu)對(duì)于自激振蕩脈沖射流性質(zhì)的影響， 對(duì)于自激振蕩脈沖射流的腔體結(jié)構(gòu)進(jìn)行了優(yōu)化. 王樂勤[9]等對(duì)低壓大流量自激振蕩脈沖射流噴嘴系統(tǒng)進(jìn)行了試驗(yàn)研究， 優(yōu)化了自激噴嘴結(jié)構(gòu)參數(shù)并與高壓小流量噴嘴結(jié)構(gòu)參數(shù)進(jìn)行了對(duì)比.

自激振蕩脈沖射流能夠產(chǎn)生較強(qiáng)的沖蝕作用， 可以有效地切割破蝕煤巖. 本文通過Fluent流體仿真軟件對(duì)不同結(jié)構(gòu)參數(shù)的自激振蕩腔進(jìn)行仿真研究， 探討自激振蕩腔內(nèi)液體的流動(dòng)狀態(tài)， 并優(yōu)化自激振蕩腔體結(jié)構(gòu)參數(shù)(腔長L、 腔徑D、 下碰撞壁收斂角α和下噴嘴直徑d2)， 優(yōu)化后的結(jié)構(gòu)參數(shù)可作為自激振蕩脈沖射流發(fā)生裝置設(shè)計(jì)依據(jù)， 并將射流發(fā)生裝置用于開采煤巖.

1 激振蕩腔體幾何模型及數(shù)學(xué)模型

1.1 自激振蕩腔的幾何模型

自激振蕩脈沖射流裝置是軸對(duì)稱結(jié)構(gòu)， 射流的分布也具有對(duì)稱性. 因此， 將自激振蕩射流發(fā)生裝置簡化為X-Y平面上的二維問題， 如圖 1 所示.

圖 1 自激振蕩腔的幾何模型Fig.1 Geometric model of the self-excited oscillation cavity

1.2 自激振蕩腔數(shù)學(xué)模型

自激振蕩脈沖射流流動(dòng)方式為湍流， 湍流數(shù)值模擬的方法包括雷諾平均模擬(RANS)、 直接模擬(DNS)和大渦模擬(LES). 對(duì)比三種模擬的方法可知， 雷諾平均數(shù)值模擬把變量做均化處理， 比較難以得到射流脈動(dòng)的細(xì)節(jié)， 直接模擬對(duì)計(jì)算機(jī)的要求很高， 一般難以達(dá)到其要求， 而大渦模擬正好介于直接模擬和雷諾平均模擬之間， 而且能夠較好地描述脈沖射流的脈動(dòng)過程[10-11]. 因此， 文中選用大渦模擬的方法對(duì)自激振蕩脈沖射流進(jìn)行數(shù)值模擬， 并以射流峰值速度為監(jiān)測(cè)指標(biāo)， 優(yōu)化自激振蕩腔的幾何參數(shù).

1.2.1 大渦模擬控制方程

在進(jìn)行大渦過程中， 為對(duì)大渦流場(chǎng)模擬計(jì)算， 并對(duì)小渦流場(chǎng)建立模型， 要通過濾波處理將大渦和小渦流場(chǎng)分開. 在大渦模擬中， 瞬時(shí)流動(dòng)變量被分解為大尺度量和小尺度量， 可以用物理區(qū)域上的加權(quán)積分來表示大尺度量.

本文大渦模擬使用BOX濾波函數(shù).

對(duì)完全的N-S方程

進(jìn)行濾波， 得到

其中，τij通過渦粘性模型來模擬.

自定義渦粘性系數(shù)為

式中： Smagorinshy常數(shù)Cs=0.1； 濾波寬度Δ=(Δx2+Δy2+Δz2)1/2, Δx2, Δy2和Δz2分別是在x,y和z方向上的網(wǎng)格寬度.

由于經(jīng)典的Smagorinshy渦粘性模型近壁面區(qū)域湍流行為不能準(zhǔn)確地給出， 因此可在壁面附近進(jìn)行處理. 依據(jù)Van Driest的指數(shù)粘滯函數(shù)， 修正Smagorinshy模型的渦粘性系數(shù)

將式(4)， 式(6)代入式(3)中， 得到控制方程

2 CFD幾何建模和自激振蕩腔流場(chǎng)的建立

2.1 模型的建立

利用ICEM CFD軟件對(duì)自激振蕩腔體結(jié)構(gòu)進(jìn)行網(wǎng)格劃分， 選用四面體非結(jié)構(gòu)性網(wǎng)格， 并對(duì)自激振蕩腔拐角處和圓柱段的網(wǎng)格進(jìn)行加密處理.

自激振蕩脈沖射流發(fā)生裝置的結(jié)構(gòu)參數(shù)對(duì)能否形成良好的脈沖射流有重要的影響. 因此， 用Fluent仿真軟件， 探討自激振蕩脈沖射流裝置腔長L、 腔徑D、 下噴嘴直d2、 下碰撞壁收斂角α對(duì)自激振蕩脈沖射流性質(zhì)的影響， 自激振蕩腔幾何參數(shù)如表 1 所示.

表 1 自激振蕩腔幾何參數(shù)Tab.1 Geometric parameters of self-excited oscillation cavity

2.2 邊界條件設(shè)置

采用Fluent軟件對(duì)自激振蕩脈沖發(fā)生裝置進(jìn)行數(shù)值分析， 其邊界條件設(shè)置如下： 入口邊界條件定義為壓力入口(Pressure-inlet)， 出口邊界條件定義為壓力出口(Pressure-outlet)， 出口壓力設(shè)置為0(1個(gè)大氣壓)， 其他邊界條件設(shè)置為壁面條件(Wall).

3 結(jié)果分析與討論

3.1 Fluent模擬效果分析

圖 2 為腔長L=2.5 mm， 腔徑D=8 mm， 上、 下噴嘴直徑分別為d1=1 mm，d2=1.2 mm， 初始?jí)毫1=5 MPa， 計(jì)算總時(shí)間為t=0.002 s時(shí)， 自激振蕩脈沖射流速度云圖隨時(shí)間的變化情況.

圖 2 不同時(shí)刻自激振蕩脈沖射流速度狀態(tài)Fig.2 Velocity state of self-excited oscillation pulse jet in different time

圖 2 為不同時(shí)刻的速度云圖. 當(dāng)t=0.000 05 s時(shí)， 射流進(jìn)入振蕩腔與腔內(nèi)的空氣發(fā)生動(dòng)量交換產(chǎn)生不穩(wěn)定剪切層并即將形成渦環(huán)， 這時(shí)候中心軸線上速度變化較小. 當(dāng)t=0.000 1 s時(shí)， 自激振蕩腔內(nèi)已經(jīng)產(chǎn)生了明顯的渦環(huán)， 并且渦環(huán)隨著射流向下游運(yùn)動(dòng)與下游碰撞壁碰撞產(chǎn)生反饋， 這時(shí)中心軸線速度變化仍不明顯. 當(dāng)t=0.000 15 s 時(shí)， 渦環(huán)與碰撞壁碰撞后產(chǎn)生的反饋開始向上游運(yùn)動(dòng)， 這時(shí)中心軸線上速度較前一時(shí)刻速度變大， 渦環(huán)中心處的速度值最大. 當(dāng)t=0.000 5 s 時(shí)， 渦環(huán)經(jīng)過不穩(wěn)定剪切層的選擇放大， 逐漸形成了大尺度的渦環(huán)， 中心軸線上速度云圖顏色有變化但不明顯， 說明還未產(chǎn)生明顯的脈沖射流. 當(dāng)t=0.001 s時(shí)， 振蕩腔內(nèi)渦環(huán)逐漸趨于穩(wěn)定. 當(dāng)t=0.002 s時(shí)， 自激振蕩腔內(nèi)形成穩(wěn)定且往復(fù)循環(huán)的大尺度渦環(huán)， 振蕩腔中心軸心上的速度有較為明顯的變化， 振蕩腔內(nèi)形成了效果較好的脈沖射流. 自激振蕩脈沖射流瞬時(shí)速度云圖的變化符合自激振蕩脈沖射流的發(fā)生機(jī)理.

3.2 自激振蕩腔長對(duì)脈沖射流性質(zhì)的影響

設(shè)定振蕩腔上、 下噴嘴直徑分別為d1=1.0 mm,d2=1.2 mm， 腔徑D=8 mm， 下碰撞壁收斂角α=120°. 通過改變振蕩腔長與前噴嘴直徑之比L/d1探索自激振蕩腔長對(duì)射流性質(zhì)的影響規(guī)律， 如圖 3 所示. 不同的初始?jí)毫Γ?在相同條件下， 脈沖射流的峰值速度隨著振蕩腔長的增加而增大， 當(dāng)腔長增加到一定程度時(shí)峰值速度開始下降， 說明存在著一個(gè)最佳腔長使自激振蕩脈沖射流的沖擊效果最好. 形成這種現(xiàn)象的原因是自激振蕩脈沖射流要求振蕩腔內(nèi)的反饋和擾動(dòng)有一定的相位關(guān)系， 如果腔長過短， 射流在腔體中未形成有效的振蕩就從后噴嘴噴出. 如果振蕩腔過長， 射流在振蕩腔內(nèi)流動(dòng)變得復(fù)雜， 能量耗散較大， 峰值速度降低.

圖 3 不同泵壓下振蕩腔腔長與峰值速度的關(guān)系Fig.3 The relationship between the cavity length and the peak velocity under different pump pressures

從圖 3 中可以看出， 在L/d1=4.5， 也就是腔長L=4.5 mm時(shí)自激振蕩效果最優(yōu). 在相同條件下， 自激振蕩脈沖射流的峰值速度隨著初始?jí)毫Φ脑龃蠖尸F(xiàn)非線性增長， 初始?jí)毫υ酱螅?峰值速度越大.

3.3 自激振蕩腔直徑對(duì)射流性質(zhì)的影響

自激振蕩腔徑是影響脈沖射流效果的主要參數(shù)之一， 取優(yōu)化后腔長L=4.5 mm，d1=1.0 mm，d2=1.2 mm，α=120°. 探尋腔徑對(duì)自激振蕩脈沖射流性質(zhì)的影響， 如圖 4 所示. 由自激振蕩脈沖射流峰值速度隨腔徑與上噴嘴直徑之比變化情況可知， 初始泵壓不變時(shí)， 相同條件下自激振蕩脈沖射流峰值速度隨著腔徑的變大先增大后減小， 當(dāng)D=7 mm時(shí)， 脈沖射流峰值速度最大. 形成這種現(xiàn)象的原因是， 當(dāng)腔徑較小時(shí)， 振蕩腔內(nèi)不能形成較好的大尺度渦環(huán)， 脈沖射流效果較差. 當(dāng)腔徑較大時(shí)， 自激振蕩腔內(nèi)流動(dòng)形式較為紊亂， 能量耗散較大， 所以射流的峰值速度較低.

圖 4 不同泵壓下自激振蕩腔腔徑與峰值速度的關(guān)系Fig.4 Relationship between cavity diameter and peak velocity of self-excited oscillation cavity under different pump pressures

3.4 下噴嘴直徑對(duì)于射流性質(zhì)的影響

保持腔長L=4.5 mm,D=8 mm,d1=1.0 mm,p1=5 MPa不變， 對(duì)下噴嘴直徑d2進(jìn)行優(yōu)選. 圖5為下噴嘴直徑與自激脈沖射流峰值速度的關(guān)系曲線. 由圖可知， 下噴嘴直徑對(duì)自激振蕩脈沖射流性質(zhì)有一定的影響. 在相同的壓力條件下， 自激振蕩脈沖射流峰值速度隨著下噴嘴直徑的增大先增加后減小， 存在一個(gè)最優(yōu)的值d2=1.1 mm. 形成上述趨勢(shì)的原因?yàn)椋?下噴嘴直徑過小， 射流在進(jìn)入圓柱段管路時(shí)急劇收縮， 能量損失較大從而影響射流流出的速度. 當(dāng)下噴嘴直徑過大時(shí)， 由自激振蕩脈沖射流發(fā)生原理可知， 上、 下噴嘴直徑相差過大不易在前噴嘴出口處形成“渦”的放大， 導(dǎo)致自激振蕩脈沖射流效果較差， 從而影響沖蝕煤層的效率.

從圖 5 分析可知， 當(dāng)上、 下噴嘴直徑分別為d1=1 mm,d2=1.1 mm， 腔長L=4.5 mm， 腔徑D=8 mm時(shí)， 自激振蕩脈沖射流峰值速度最大， 沖蝕煤層的效果最好. 當(dāng)給定初始?jí)毫閜1=5 MPa時(shí)， 自激振蕩脈沖射流的峰值速度為231.21 m/s， 相比上噴嘴入口速度提高了92.68%， 有效提高了射流的沖擊力.

圖 5 不同腔長條件下噴嘴直徑與射流峰值速度的關(guān)系Fig.5 Relationship between nozzle diameter and jet peak velocity under different cavity length

3.5 碰撞壁收斂角α對(duì)脈沖射流性質(zhì)的影響

保持優(yōu)化參數(shù)L=4.5 mm，D=7 mm，d2=1.1 mm不變， 取下碰撞壁收斂角分別為90°， 120°， 150°， 180°和210°. 通過數(shù)值模擬得出自激振蕩脈沖射流峰值速度與下碰撞壁收斂角的關(guān)系， 如圖 6 所示. 高速射流在振蕩腔內(nèi)能否形成有效的反饋， 振蕩腔碰撞壁是其關(guān)鍵結(jié)構(gòu)之一. 碰撞壁的收斂角度合適， 射流經(jīng)過碰撞壁能夠形成較強(qiáng)的壓力擾動(dòng)波， 有利于形成較好的脈沖射流.

圖 6 不同泵壓下碰撞壁收斂角α與峰值速度的關(guān)系Fig.6 The relationship between the angle of convergence of the wall and the peak velocity under different pump pressures

從圖 6 可知， 相同條件下， 脈沖射流峰值速度隨著收斂角的不同有較大的變化. 初始?jí)毫Σ煌瑫r(shí)， 脈沖射流峰值速度變化的趨勢(shì)基本一致， 收斂角為120°時(shí)脈沖射流的峰值速度最大. 在相同條件下， 自激振蕩脈沖射流峰值速度隨著初始泵壓的增大而增大.

4 結(jié) 論

利用Fluent流體計(jì)算軟件， 采用大渦模型對(duì)自激振蕩噴嘴進(jìn)行了數(shù)值模擬， 得出以下結(jié)論：

1) 從數(shù)值模擬云圖可知， 射流在振蕩腔內(nèi)形成了明顯的渦環(huán)， 振蕩腔內(nèi)的壓力變化和速度變化符合渦旋碰撞理論和脈沖射流發(fā)生機(jī)理.

2) 自激振蕩腔長、 腔徑、 下噴嘴直徑和下碰撞壁收斂角對(duì)脈沖射流峰值有較大影響， 當(dāng)腔長L=4.5 mm， 腔徑D=7 mm， 下噴嘴直徑d2=1.1 mm， 下碰撞壁收斂角α=120°， 脈沖射流峰值速度最大， 優(yōu)化后的自激振蕩腔結(jié)構(gòu)參數(shù)可作為自激振蕩脈沖射流發(fā)生裝置的設(shè)計(jì)準(zhǔn)則.

3) 在相同的條件下， 自激振蕩脈沖射流峰值速度隨著初始?jí)毫Φ脑龃蟪尸F(xiàn)非線性增長， 在一定范圍內(nèi)初始?jí)毫υ酱螅?峰值速度越大.

4) 當(dāng)初始泵壓p1=5 MPa， 腔長L=4.5 mm， 腔徑D=7 mm， 上、 下噴嘴直徑分別為d1=1 mm,d2=1.1 mm時(shí)， 自激振蕩脈沖射流峰值速度為231.21 m/s， 相比于入口初始速度(120 m/s)提高了92.68%， 說明自激振蕩脈沖射流可以產(chǎn)生較好的沖蝕效果.

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NumericalOptimizationoftheStructureParametersoftheSelf-VibrationPulseJetCavityBasedonFluent

ZHANG Hong1,2, ZHU Xi-jing1, ZHAO Wei1,2, SHI Yi-kun3

(1. School of Mechanical and Power Engineering, North University of China, Taiyuan 030051, China；2. Coal and Coal-Bed Methane Mining State Key Laboratory, Jincheng 048000, China；3. The Capital Aerospace Machinery Company， Beijing 100044, China)

The efficiency of deep coal rock burst can be effectively improved by self-excited oscillation pulsed jet. In order to design the self-excited oscillation pulsed jet device with higher coal rock burst efficiency , based on the basic principle of fluid mechanics, Fluent software is used to do the numerical simulation of the self-excited oscillation pulsed jet, and to do the analysis of the influence of cavity structure of different pulse jet peak velocity. The large eddy model (LES) is used to calculate. The numerical simulation shows that the velocity chart and pressure cloud diagram of self-excited oscillation pulse jet accord with the vortex collision theory and the principle of pulse jet generation. The peak velocity of self-excited oscillation pulsed jet is gotten under the particular parameters (LengthL=4.5 mm, Cavity diameterD=8 mm, Collision wall convergence angle alphaα=120°, the upper and lower nozzles diameter are respectivelyd1=1 mm,d2=1.1 mm), The maximum velocity of self-excited oscillation pulsed jet is 231.21 m/s, which is 92.68% higher than that of inlet velocity, and the effect of pulse jet erosion is better.

broken coal seam; self-excited oscillation; pulsed jet; large eddy simulation

1673-3193(2017)05-0556-05

2017-03-02

山西省煤層氣聯(lián)合研究基金資助項(xiàng)目(2015012018)； 中北大學(xué)研究生科技立項(xiàng)資助項(xiàng)目(20161308,20161309)

張 洪(1991-)， 男， 碩士生， 主要從事自激振蕩磨料水射流技術(shù)研究.

趙 韡(1987-)， 男， 講師， 博士， 主要從事磨料水射流技術(shù)和水液壓相關(guān)研究.

TE377； TD823

A

10.3969/j.issn.1673-3193.2017.05.009