《微型风扇叶顶间隙内部流场和静特性计算》由会员分享，可在线阅读，更多相关《微型风扇叶顶间隙内部流场和静特性计算（59页珍藏版）》请在金锄头文库上搜索。
1、浙江理工大学 硕士学位论文 微型风扇叶顶间隙内部流场和静特性计算 姓名：舒伟 申请学位级别：硕士 专业：流体机械及工程 指导教师：金英子 20081229 浙江理工大学硕士学位论文 摘要 微型轴流风扇( 叶轮直径i ) 0 时，口= 1 ；当流动沿着负方向，E o 及C o 时，口= 0 ； 二阶迎风格式可以看作是在一阶迎风格式的基础上，考虑了物理量在节点间分布曲线 的曲率影响。在二阶迎风格式中，实际上只是对流项采用了二阶迎风格式，而扩散项仍采 用中心差分格式。容易证明，二阶迎风格式的离散方程具有二阶精度的截差。此外，二阶 迎风格式的一个显著特点是单个方程不仅包含相邻节点的位置量，还包括相邻节
2、点旁边的 其他节点的物理量，从而使离散方程组不再是原来的三对角方程组。 ( 3 ) 一阶与二阶的比较 当流动和网格成一条线时( 如矩形网格或者六面体网格模拟矩形导管的层流流动) ， 可以使用一阶迎风离散格式。但是，当流动和网格不在一条线上时( 即流动斜穿网格线) 一阶对流离散增加了对流离散的误差( 数值耗散) 。对于三角形和四面体网格，流动从来 就不会和网格成一条线，此时一般要使用二阶离散来获取更高精度的结果。对于四边形或 者六面体网格，如果使用二阶离散格式，尤其是对于复杂流动来说，就可以获取更好的结 果。总之，一阶离散一般会比二阶离散收敛得好，但是精度要差，尤其是对于三角形或者 四面体网格精
3、度更差。对于大多数情况，可以在计算的开始使用二阶格式。对于有些情况， 应该以一阶离散开始计算，在进行了初步迭代之后再转N - 阶格式。例如，如果解高马赫 数流动问题，初始解与预期的解相差较大，就应该先用一阶格式迭代几步然后打开二阶格 式继续计算直至收敛。对于与网格成一条线的简单流动( 如划分为矩形网格或者六面体网 格的矩形导管的层流流动) ，数值耗散自然会很低，所以一般使用一阶格式替代二阶格式 而不损失精度。因此，如果使用二阶格式遇到收敛性问题，就应该尝试使用一阶格式】。 本文使用二阶迎风格式结果发现收敛情况比较好。压力速度耦合采用S I M P L E 算法； 流动假设为不可压缩，流体密度为
4、1 2 2 5 k g m 3 ，粘度为1 7 8 9 4 X1 0 。, n 2 s ，计算残差达到设 定的标准( 达到或小于1 0 3 ) ，并且进出口流量稳定，进出口流量相对误差小于0 5 认为计 算收敛。 1 8 浙江理工大学硕士学位论文 2 7 本章小结 本章说明了微型轴流风扇物理模型和数学模型的建立以及求解方法： ( 1 ) 物理模型的建立采用U G 中逆向工程技术，遵循：点j 线一面专体的方法。 ( 2 ) 数学模型主要方程选用三维雷诺平均守恒型N a v i e r - S t o k e s 方程，湍流模型选取标 准| 一s 两方程模型，压力速度耦合采用S I M P L E
5、 算法。对控制方程的各种变量和粘性参 数采用二阶迎风格式离散。 ( 3 ) 把计算区域划分为进口区域，出口区域，叶项间隙区域和旋转流体区域四个部分， 网格划分在四个区域采用不同网格类型和网格间隙：进口和出口采用结构体网格，网格间 隔大小设置为4 m m ，旋转流体区域和叶顶间隙区域划分都采用非结构体网格，网格间隔大 小设置在l m m 到2 m m 之间，根据研究重点加密重点研究区域的网格。 1 9 浙江理工大学硕士学位论文 第三章微型风扇内流分析 数值模拟技术是目前研究叶轮机械内部流动经常采用的重要方法和手段。数值模拟与 实验测量相比具有投资小、研究周期短、风险低等特点。随着计算机性能的不断
6、提高和计 算方法的改进，使得数值模拟技术已经开始在工程实践中得到广泛地应用，并和实验技术 相结合为设计高性能叶轮机械提供了新的手段。长期以来高压比、大流量的大中型风机已 被研究得较为深入，获得了丰富的研究成果。与此相对，就广泛应用的微型风扇而言，研 究并不多见。微型风扇有着尺寸小、流量与压升低、耗功不高等特点，其往往工作在失速 区。人们对微型风扇性能的要求并不是像对大中型风机那样极度地追求高效率，而更注重 以微小的叶轮尺寸产生足够大的流量、压力，以适应散热的需求。本章对风扇进行了模拟 计算，将模拟计算的结果和试验数据进行比对分析，并在此基础上对微型风扇的内部流场 进行分析。 3 1 试验数据与
7、数值模拟对比 I 本章的试验数据引用日本左贺大学海洋能研究中。蠼奎塞翌邀旦箜多物风扇进行 的风洞性能试验所得数据。图3 1 为叶轮转速为3 0 0 0 r p m 的工况下模拟得出的全压与流量 的实验值，试验的基本原理是通过设置背压来改变固定转速下风扇的流量得到P Q 曲线。 试验曲线中黑色曲线是背压由零逐渐增加到2 5 P a ，步长不等情况下进行1 4 次测量而绘出 的全压一流量曲线，而灰色曲线是背压由2 5 P a 逐渐减为零的情况下绘出，可以看出两条曲 线吻合的非常好，证明了试验数据的误差较小，可靠性较高。 e n 矗 厶 山 e N o o 零 。L 飞j 弋 o 卜- F l o
8、w - r a t en C r e a S e 瓷 叫。坤 F l o w - r a t e| e c r e a s e r 0 门 Q m V s e c 图3 1 试裂得厦力流量曲线 V 浙江理工大学硕士学位论文 圈3 2 中红色试验数值结果选取图3 1 试验测量曲线中( 背压递增测得曲线) 的八个 流量点分别为O 0 0 4 4 s 、O 0 0 5 3 6 m 3 s 、0 0 0 5 9 5 i 、00 0 8 1 5 埘3 s 、00 0 9 8 3 一5 、 0 0 1 1 5 珊3 s 、0 0 1 2 3 矿s 、0 0 1 3 7 m 3 s 。数值模拟的结果是在固定
9、转速为3 0 0 0 r p m ，分 别按上述八个流量点设定流量进口( 软件模拟运算时转换为质量流量) 和相对应的压力出 口得到的八次数值模拟结果。从圈中可以看出风扇全压模拟值和实验值在流量值为 O 0 0 5 - 0 0 1 2 5 之间的差别比较大( 超过5 ) 这是因为用扫描点云的方法建立的叶轮模型的 形状无法十分精确地还原实际叶轮的形状，最终导致试验与数值模拟的误差，但试验数值 和模拟数值总体趋势基本吻合的较好因此对模型所做的流场特性分析还是可靠的。 3 2 进出口流动特性 QE r a 3 3 e c 圈3 2 拟台试验与攘报压力流量曲线 本章以下所用的数值模拟结果均是在叶轮转速为
10、3 0 0 0 r p m 、风量为0 0 1 3 7 m st 背 压设置为O P a ( 相对标准太气压) 。叶项问隙为2 m m 的工况下进行计算得来，流动假设为 不可压缩流体密度为l2 2 5 k g m 3 ，粘度为1 7 8 9 4 X i 0 - s m ，当各计算误差都小于1 0 4 时， 本文认为计算已收敛。 3 2 1 子午面动压分布 风扇风压有全压、动压和静压。全压P 乃通风扇出口全压与与入口全压毋之差；动压 只乃通风扇出口动压0 5 0 r 2 ：静压E 为全压与动压之差。由动压的定义式05 p v 2 可知，风 浙江理工大学硕士学位论文 吲k 嵯翔 獬：磐i 、J 臼
11、0 1 0 5 3 - 0 1 O j Q ， 沁 。、，二 田3 4 子午面速度矢量分布雷 从图3 4 中可以清晰的看到流体在出口区域的速度分布，在贴近出口内壁面一倍叶轮 直径区域内流体速度值比较大，在出口区沿轴线方向有一倒圆锥形的低速区，该区域速度 远小于外围气流速度，这是由于出口气流受风扇壁面作用而旋转，在离心力的作用下向外 浙江理工大学硕士学位论文 流动所致，离风扇越远作用力越小。在出口低速区和主流交界处会形成巨大的涡流区( 图 中标识为A 的区域) ，并且距风扇越近，涡流区域越大，在远离风扇区域，涡流逐渐消失。 涡流和风扇之间，涡流内部之间的相互作用都会产生宽带噪声，所以此处是风扇噪
12、声的一 个重要的噪声源。 结合卜面的动压分布图分析，此风扇出口气流稳定的区域将会出现在约六倍叶轮直径 以后的延长区域，在设计风扇的时候可以适当调整轮彀比使得出口流动更早趋于一致并 且可以通过优化设计削弱出口的涡流效应以降低涡流噪声。 3 3 叶轮压力面静压沿径向的分布 图3 5 图3 7 对应不同弦长位置的叶轮压力面静压沿径向的分布，可以清晰的看到三 个弦长位置的静压的最大值都出现在同一径向位置( Z _ 3 6 ) ，此径向位置位于叶轮4 6 叶高 处属于叶中区域，说明气流受到叶轮加速作用影响最大的是叶中区域，因此叶轮的叶中部 分是做功虽显著的区域。 对比三个静压分布曲线圈还可以看到，三曲线
13、中的静压的取值范围和极值有很大不 同，说明了风扇叶片表面静压值也是随弦长的不同而改变。 综上所述，该叶形的风扇的做功区域同时取决与叶高和弦长两个因素，因此在设计微 型风扇时应该重点考虑这两因素。 S t a t l c P r e s s - 2 0 e O I 【D a 1 1 ，n2，3 B3 Bl n2 P o s i t i O n 【m m 】 田，j3 5 弦长静压滔径向的分布曲拽 浙江理工大学硕士学位论文 S t a t l o P r e s s u r e 【p a s c a l 】 S t a t i c ，r e S S u r e 【p a s c a I 】 “a
14、e n E 亘 ，5 s oJ J s e 口，_ I S e O 】d 三：|，。 P o s i t i or l 【m m 】 圈3 66 s 弦长静压沿径向的分布曲线 。1 7 。6 e * 。( f ，Z 巫三 ，7 5 pa I 2 uu 。h o 6 7 2 e 0 l7 D e t O t t 雌e I6 s e * O I 】8 2 e t d ， J6 0 e , O ， 5 B p o ， ，5 6 e - O ) J5 2 e aT I 口“ o I I ，一 3 0辣“，B蛆01 2 P o s j t i o n ( r a m 】 圈3 79 0 弦长静压沿径向的
15、分布曲线 3 4 叶轮出口的尾迹分析 气流通过旋转的叶轮时产生动量损失，会在叶轮下游形成风速下降的局部粘性区域， 该区域被称为尾迹。由于叶片的端面，边界层的作用的缘故，在靠近壁面处的流体压强 与主流压强相同，流速为零，这样产生的惯性力不足以克服压力面与吸力面之间的压差， 使气流在压强的作用下向吸力面流动，而形成二次涡流。这种二次涡流还起着把压力面表 面的低能流体输送到吸力面表面，从而造成吸力面边界层在叶片尾部的堆积，而形成尾迹 区。不同负荷时叶轮出口处流动现象的一个显著不同是轴向和径向流动特性。许多文献陟删 均指出径向流动和湍流之间的耦合流动，导致整个叶高的区域内流动的掺混，尤其在小流 2 4
16、 浙江理工大学硕士学位论文 量工况( 高负荷) 下表现出明显的径向流动特性。 本小节将通过研究叶轮出口5 0 叶高的截面上轴向，径向，和切向速度的分布来分析 叶轮出口的尾迹现象。图3 8 是所选截面的示意图： k 囝 田3 矗t 面示意田 圈3 9 尾进区域范圈示意圈 尾迹区域的特性之一是径向速度在尾迹区域将会突然改变方向。本文中得到的尾迹区 域径向速度的方向会由径向负向变为正向( 如图31 4 ) 并且得到在非尾迹区域的径向速度 方向不会发生改变( 如图31 5 ) ，因此，尾迹存在的区域就可以根据径向速度改变方向的 区域来粗略确定。图3 9 中径向速度改变方向的区域( 图中标识为A ) 就是尾迹区域。 根据对称性，
