水平管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的數(shù)值研究

馬曉旭， 田茂誠(chéng)， 張冠敏， 冷學(xué)禮

(山東大學(xué) 能源與動(dòng)力工程學(xué)院，濟(jì)南　250061)

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水平管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的數(shù)值研究

馬曉旭， 田茂誠(chéng)， 張冠敏， 冷學(xué)禮

(山東大學(xué) 能源與動(dòng)力工程學(xué)院，濟(jì)南250061)

利用多場(chǎng)耦合有限元軟件ADINA，結(jié)合任意拉格朗日-歐拉(ALE)動(dòng)網(wǎng)格方法，對(duì)水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)問(wèn)題進(jìn)行了數(shù)值模擬研究；重點(diǎn)考察了管結(jié)構(gòu)振動(dòng)響應(yīng)特性及流型、體積含氣率β和分相折算速度等對(duì)激振力的影響。計(jì)算結(jié)果表明：管結(jié)構(gòu)動(dòng)態(tài)響應(yīng)表現(xiàn)為低頻帶內(nèi)隨機(jī)振動(dòng)和周期性振動(dòng)的混合，響應(yīng)主頻隨分相折算速度的增加而逐漸增大。脈動(dòng)激振力均方根值FRMS在環(huán)狀流時(shí)最大，長(zhǎng)泡狀流時(shí)最??；β在60%～100%范圍內(nèi)且固定兩相平均流速時(shí)，F(xiàn)RMS隨β的增大而減?。籉RMS隨分相折算速度的增加而增大。最后通過(guò)建立數(shù)學(xué)模型總結(jié)出了水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的機(jī)理，并提出了針對(duì)性的減振措施。

氣液兩相流；誘導(dǎo)振動(dòng)；流固耦合；脈動(dòng)激振力；任意拉格朗日-歐拉法

流體誘導(dǎo)振動(dòng)問(wèn)題廣泛存在于化工管道、換熱器和核電站組件等工業(yè)應(yīng)用中。這些振動(dòng)會(huì)導(dǎo)致劇烈的噪聲及設(shè)備元件的損壞，嚴(yán)重影響設(shè)備的壽命和安全運(yùn)行[1]，相反，利用流體誘導(dǎo)振動(dòng)也能實(shí)現(xiàn)強(qiáng)化傳熱的目的[2-3]。因此為更好的預(yù)防和利用振動(dòng)能量，很有必要對(duì)流體誘導(dǎo)振動(dòng)機(jī)理及其影響因素進(jìn)行深入研究。

目前針對(duì)管外流的研究較多，例如唐友剛等[4-5]對(duì)海洋油氣開(kāi)發(fā)立管的渦激振動(dòng)機(jī)理的系統(tǒng)研究，PETTIGREW等[6-7]綜述了氣液兩相流橫掠換熱管束誘導(dǎo)振動(dòng)的機(jī)理及其各影響因素等。而對(duì)于氣液兩相流且流經(jīng)管內(nèi)時(shí)，因其各相密度和速度差異，導(dǎo)致各處流動(dòng)形態(tài)復(fù)雜多變，在遇到彎頭、異徑管、三通等元件時(shí)，流體誘導(dǎo)的脈動(dòng)激振力同樣會(huì)誘發(fā)極大振動(dòng)。同時(shí)管內(nèi)氣液兩相流又普遍存在于各種換熱器如核電站蒸汽發(fā)生器和化工輸流管道中，所以管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)問(wèn)題的研究具有重要的現(xiàn)實(shí)意義和工程應(yīng)用價(jià)值，但是針對(duì)兩相流內(nèi)流激振的研究，尤其是利用計(jì)算流體動(dòng)力學(xué)(CFD)的方法還比較少。

YIH等[8]較早對(duì)T形管內(nèi)氣液兩相流脈動(dòng)激振力進(jìn)行研究，發(fā)現(xiàn)頻譜圖的主頻要比管系統(tǒng)固有頻率低很多，因此認(rèn)為兩相流不穩(wěn)定流動(dòng)引起的激發(fā)作用在實(shí)際工程中不會(huì)造成太大的危害，沒(méi)有引起足夠的重視。而RIVERIN等[9]對(duì)內(nèi)徑為20.6 mm的U形和T形管進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)研究，認(rèn)為管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)不能忽略，并用韋伯?dāng)?shù)對(duì)作用力均方根值進(jìn)行了關(guān)聯(lián)，關(guān)聯(lián)式在較寬的幾何結(jié)構(gòu)和水力條件下取得較好的一致性。TAY等[10]實(shí)驗(yàn)得出液體物理特性中的表面張力和黏度二項(xiàng)對(duì)管內(nèi)氣液彈狀流誘導(dǎo)激振力的影響很小。

隨著計(jì)算機(jī)技術(shù)的發(fā)展，數(shù)值模擬作為一種重要方法廣泛應(yīng)用于各研究中。而由于氣液兩相流和管結(jié)構(gòu)間流固耦合作用的復(fù)雜性，很少見(jiàn)到針對(duì)管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)(以下簡(jiǎn)稱(chēng)GLTP-FIV)問(wèn)題數(shù)值模擬的報(bào)道。ADINA軟件以其穩(wěn)定的非線性求解方法、強(qiáng)大的多物理場(chǎng)耦合計(jì)算能力而被譽(yù)為有限元軟件中不可多得的精品。因此本文利用ADINA數(shù)值軟件并基于任意拉格朗日-歐拉法，對(duì)水平管內(nèi)GLTP-FIV激振特性進(jìn)行三維流固耦合數(shù)值計(jì)算；研究了水平管內(nèi)GLTP-FIV的動(dòng)態(tài)響應(yīng)和脈動(dòng)激振力特性，并對(duì)脈動(dòng)激振力的影響因素進(jìn)行了分析；系統(tǒng)探討了水平管內(nèi)GLTP-FIV激振機(jī)理及減振措施，以期對(duì)氣液兩相流運(yùn)行下設(shè)備管道的防振設(shè)計(jì)及安全操作起到指導(dǎo)作用。

1　理論方程

1.1流體域控制方程

本文所研究氣液兩相流誘導(dǎo)管結(jié)構(gòu)振動(dòng)問(wèn)題，屬于典型的流固耦合過(guò)程。而因流固耦合邊界會(huì)發(fā)生變形，所以流體模型需采用基于任意拉格朗日歐拉Arbitrary-Lagrangian-Eulerian(ALE)坐標(biāo)的網(wǎng)格運(yùn)動(dòng)算法，求解的基本未知量不僅包括壓力、速度，還包括位移。

流體運(yùn)動(dòng)采用黏性不可壓縮的Navier-Stokes方程來(lái)控制。在ALE坐標(biāo)系下，流體域的連續(xù)性方程和動(dòng)量方程描述如下：

(1)

動(dòng)量方程：

(2)

σij=-pδij+2μeij

(3)

(4)

式中:ui、ωi分別為流體和網(wǎng)格運(yùn)動(dòng)的速度分量，ALE描述與Eulerian描述的區(qū)別在于將速度ui用相對(duì)速度ui-ωi替代。若ωi為零，即為純Eulerian系；若ωi等于流體質(zhì)點(diǎn)速度，即為純Lagrangian系。ρ為密度常數(shù)，p為壓力,μ為運(yùn)動(dòng)黏性系數(shù)，fi為體積力矢量;σij為應(yīng)力張量分量，eij為速度應(yīng)變張量分量。

1.2固體域控制方程

流體激振力作用下的管結(jié)構(gòu)動(dòng)力學(xué)基本方程為：

(5)

1.3流固耦合原理

應(yīng)用在流固耦合界面的基本條件[11]如下：

位移協(xié)調(diào)方程：

(6)

力平衡方程：

(7)

(8)

式中：hd為結(jié)構(gòu)節(jié)點(diǎn)的位移。流體均布力積分為集中力施加到結(jié)構(gòu)節(jié)點(diǎn)上。

本文選取迭代法求解流固耦合，流體方程和結(jié)構(gòu)方程按順序相互迭代求解，然后各自將每一步得到的結(jié)果提供給另一部分使用，直到耦合系統(tǒng)的解達(dá)到收斂，迭代停止。一個(gè)時(shí)間步內(nèi)的基本迭代過(guò)程為[12]：①首先形成流體域的離散方程各項(xiàng)，因?yàn)榱鞴恬詈辖唤缑嫣幍牧黧w速度等于對(duì)應(yīng)的固體速度，然后采用ALE算法求解流體控制方程得到流體域物理量，同時(shí)更新流體和固體網(wǎng)格邊界及網(wǎng)格速度。②計(jì)算流固耦合界面處固體域節(jié)點(diǎn)上的流體載荷。③形成固體域的離散方程各項(xiàng)，并在流固耦合交界面處施加由第②步得到的流體載荷，以此求解固體控制方程得出固體域物理量，同時(shí)更新固體和流體網(wǎng)格邊界及網(wǎng)格速度。④循環(huán)第①～③步，直至流體域、固體域的計(jì)算物理量收斂。

2　模型與方法

2.1物理模型與工況設(shè)置

物理幾何模型如圖1所示，為內(nèi)徑25.4 mm，壁厚2.3 mm的水平90°彎管。固定管兩端AA′和DD′，空氣和水的混合流體以恒定的平均速度從AA′端流入，然后從DD′端自由流出。AB段長(zhǎng)350 mm，CD段長(zhǎng)255 mm，彎頭曲率半徑OO′為50 mm，M點(diǎn)為脈動(dòng)激振力及響應(yīng)輸出測(cè)點(diǎn)。

管材及流體物理特性如表1所示。

圖1　幾何模型及控制體積Fig.1 Geometric model and control volume

物理特性值ρ水/(kg·m-3)998.2ρ空氣/(kg·m-3)1.2μ水/(kg·m-1·s-1)1.004×10-3μ空氣/(kg·m-1·s-1)1.810×10-5K水/MPa2150K空氣/MPa0.1416ρ管/(kg·m-3)1400E管/MPa3000泊松比v0.35σ/(N·m-1)0.0725

流體參數(shù)定義如下：

其中β為體積含氣率；um為兩相平均流速；usg和usl為分相(氣相、液相)折算速度；A為總流通面積；Qg、Q1分別指空氣和水的體積流量；D為管內(nèi)徑；ρL為液體密度；σ表示液體的表面張力系數(shù)；We為韋伯?dāng)?shù)。

將數(shù)值模擬工況繪制于BAKER[13]的水平管氣液兩相流流型判別圖中，如圖2所示。固定usl=0.3 m/s、0.5 m/s、0.8 m/s中某一液相折算速度時(shí)，氣相折算速度選取從0.2 m/s到25 m/s中的10個(gè)工況。模擬工況覆蓋長(zhǎng)泡狀流、彈狀流和環(huán)狀流等3種流型。

圖2　模擬工況設(shè)置Fig.2 Simulation conditions

2.2數(shù)值方法及模型驗(yàn)證

固體模型在ADINA-Structures模塊中建立，采用ADINA-native建模方式，管兩端施加簡(jiǎn)支約束條件，彎管單元采用8節(jié)點(diǎn)3D solid單元，網(wǎng)格密度在線、面、體建模時(shí)依次設(shè)置。

流體模型在ADINA-CFD模塊中建立，也采用native建模方式，流體單元采用的是8節(jié)點(diǎn)3D Fluid單元，并依據(jù)兩相流的工況設(shè)置管內(nèi)流體參數(shù)。

為獲得本文數(shù)值解受網(wǎng)格疏密程度的影響，首先以液相折算速度usl為0.5 m/s、氣相折算速度usg為1.5 m/s彈狀流工況下管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)問(wèn)題為例，對(duì)數(shù)值模型的網(wǎng)格獨(dú)立性進(jìn)行驗(yàn)證，如表2所示。表中給出了激振力均方根值(FRMS)的對(duì)比結(jié)果。由表2可知，四種網(wǎng)格下的計(jì)算結(jié)果相差不大，網(wǎng)格C和網(wǎng)格D的數(shù)值計(jì)算結(jié)果偏差更是接近1%，表明當(dāng)前網(wǎng)格密度對(duì)數(shù)值計(jì)算結(jié)果的影響很小，已達(dá)到網(wǎng)格獨(dú)立性；綜合考慮網(wǎng)格數(shù)量與計(jì)算精度，擇優(yōu)選取網(wǎng)格C的劃分方法。此時(shí)固體與流體計(jì)算域的有限元單元模型如圖3所示。其他流型均采用類(lèi)似方法進(jìn)行了網(wǎng)格獨(dú)立性驗(yàn)證。

表2　usl=0.5 m/s且usg=1.5 m/s時(shí)網(wǎng)格獨(dú)立性驗(yàn)證

圖3　計(jì)算域有限元單元模型Fig.3 Finite element model of computational domain

流體的湍流模型選用標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型，壓力選用STANDARD格式，壓力速度耦合方式采用壓力隱式計(jì)算法(PISO)格式。數(shù)值求解時(shí)采用VOF模型對(duì)氣液自由界面流動(dòng)進(jìn)行追蹤，表面張力通過(guò)連續(xù)表面作用力(CSF)模型進(jìn)行計(jì)算。

邊界條件：入口面采用速度入口(inlet)邊界，出口面采用自由流出口邊界，與流體接觸的管壁內(nèi)側(cè)設(shè)置為流固耦合(FSI)邊界條件。

圖4(a)給出了激振力系數(shù)CF-RMS隨平均流速u(mài)m的變化及其與CARGNELUTTI[14]中理論模型的比較結(jié)果。

(9)

FRMS為脈動(dòng)激振力的均方根值，通過(guò)下式計(jì)算：

(10)

式中，F(xiàn)i為激振力瞬時(shí)值，N是激振力瞬時(shí)值的數(shù)量。

CARGNELUTTI[14]的理論模型為：

(11)

式中：ρm為兩相平均密度。

圖4　數(shù)值計(jì)算結(jié)果驗(yàn)證Fig.4 The verification of numerical results

圖4(b)對(duì)比了彈狀流與環(huán)狀流激振力主頻fpeak的無(wú)量綱斯特勞哈爾數(shù)St的模擬與AZZOPARDI[15]中的實(shí)驗(yàn)結(jié)果。

St=fpeakD/[um(1-β)]

(12)

式中，fpeak為脈動(dòng)激振力的主頻，D為管內(nèi)徑、β為體積含氣率。

從圖4(a)～(b)中可以看出，本文數(shù)值計(jì)算結(jié)果與已有理論模型與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合良好，表明本文計(jì)算模型具有較可靠的數(shù)值精度。

3　結(jié)果與分析

3.1動(dòng)態(tài)響應(yīng)特性

本文采用響應(yīng)加速度的功率譜密度(以下簡(jiǎn)稱(chēng)PSD)來(lái)表征管道振動(dòng)的強(qiáng)弱。圖5(a)～(c)是液相折算速度為0.5 m/s時(shí)三種不同工況下，彎頭y方向加速度PSD圖。從圖中可以看出，兩相流管道振動(dòng)加速度譜的成分復(fù)雜，振動(dòng)譜線多分布在0～30 Hz，屬于低頻振動(dòng)，峰值頻率多集中在0～5 Hz范圍內(nèi)。圖5(a)～(c)依次為長(zhǎng)泡狀流、彈狀流和環(huán)狀流。長(zhǎng)泡狀流下的PSD圖沒(méi)有明顯的尖峰，動(dòng)態(tài)響應(yīng)表現(xiàn)為較窄頻帶下的隨機(jī)振動(dòng)；當(dāng)流體流動(dòng)轉(zhuǎn)至彈狀流和環(huán)狀流時(shí)，功率譜圖有一個(gè)較高的尖峰，其它頻率處也存在一些相對(duì)較低的峰值，此時(shí)周期性振動(dòng)成分占據(jù)主要作用。因此水平管內(nèi)兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)響應(yīng)表現(xiàn)為窄頻帶內(nèi)的隨機(jī)振動(dòng)和周期性振動(dòng)的混合。

圖6描述了彎頭x方向振動(dòng)加速度峰值頻率(以下簡(jiǎn)稱(chēng)主頻)隨分相折算速度的變化規(guī)律。由圖可見(jiàn)，振動(dòng)響應(yīng)主頻低于6 Hz，處于低頻振動(dòng)范圍，相比其它流型長(zhǎng)泡狀流的最低。固定液相流速，響應(yīng)主頻隨氣相折算速度的增加而逐漸增大；相同氣相流速下，響應(yīng)主頻隨液相流速的提高也增大；說(shuō)明分相折算速度對(duì)響應(yīng)主頻影響較大。

圖5　y方向加速度PSD圖Fig.5 PSD of y-direction acceleration

圖6　x方向加速度主頻隨分相折算速度的變化Fig.6 Predominant frequencies of x-acceleration versus phase superficial velocity

3.2脈動(dòng)激振力

氣液兩相流誘發(fā)的激振力是管系統(tǒng)振動(dòng)的外部激勵(lì)，因此下面著重分析激振力的變化規(guī)律及影響因素。

3.2.1流型的影響作用

從圖7中可明顯看到，長(zhǎng)泡狀流時(shí)的激振力較小，彈狀流次之，環(huán)狀流時(shí)激振力比長(zhǎng)泡狀流大一個(gè)數(shù)量級(jí)。圖9中分相折算速度的影響分析進(jìn)一步證實(shí)了流型的影響規(guī)律。分析原因可知，韋伯?dāng)?shù)較小時(shí)水平管內(nèi)兩相流流速較小，多為長(zhǎng)泡狀流型，氣液界面間的表面張力較大而慣性力較小，從而導(dǎo)致兩相流體沖擊力較弱且動(dòng)量變化較小。

而由于彈狀流型下液塞對(duì)管道截面的阻塞作用，氣相的動(dòng)能不能隨氣相流速的增大而成比例的增加。此能量一部分積聚在氣彈內(nèi)轉(zhuǎn)化為內(nèi)能，氣彈內(nèi)部壓力升高；另一部分通過(guò)氣彈前部與液塞尾部的動(dòng)量交換轉(zhuǎn)化成液塞的動(dòng)能，帶動(dòng)液塞以接近氣相的速度加速前進(jìn)。當(dāng)氣彈內(nèi)的能量累積到使其慣性力大于液相重力時(shí)，液相在靠近管頂?shù)牟ǚ逄幈粨舸瑲庀嘣诠苤醒氤蔀檫B續(xù)相；而管頂處殘留的液相在管壁的附著力與表面張力共同作用下貼附于壁面四周形成環(huán)狀流液膜；流動(dòng)即轉(zhuǎn)變?yōu)榄h(huán)狀流。所以，環(huán)狀流時(shí)的流速更大，對(duì)壁面的沖擊力更強(qiáng)；其次由于液相密度更大，相近流速下環(huán)繞管壁的液膜層比氣彈傳輸更多的動(dòng)量值，同時(shí)由于環(huán)狀流氣液界面的擾動(dòng)特性，單位時(shí)間內(nèi)彎管處液膜層的動(dòng)量變化也遠(yuǎn)大于氣彈的變化。

圖7　流型對(duì)FRMS的影響Fig.7 Effect of flow regime on FRMS

3.2.2體積含氣率β的影響

圖8給出了有限的彈狀流工況下，脈動(dòng)激振力FRMS與體積含氣率β間的關(guān)系。由圖可知，固定氣液兩相平均流速且體積含氣率β在60%～100%范圍內(nèi)時(shí)，脈動(dòng)激振力隨體積含氣率的增加而降低，且平均流速越大時(shí)激振力降低速率越快。同一體積含氣率β下，脈動(dòng)激振力隨平均流速的增加而增大。分析其原因，主要是因?yàn)楫?dāng)體積含氣率增大時(shí)，單位時(shí)間流過(guò)彎頭截面的氣相份額增加，相應(yīng)的液相份額減小，從而降低了兩相流傳輸動(dòng)量值，也減弱了液彈對(duì)管壁的沖擊作用。換個(gè)角度說(shuō)明彎頭液相比重的增大，增加了兩相流動(dòng)量波動(dòng)的程度及對(duì)管壁的碰撞沖擊效應(yīng)。而當(dāng)增加氣液平均流速時(shí)，兩相流質(zhì)量流量相應(yīng)增大，對(duì)管壁結(jié)構(gòu)的脈動(dòng)沖擊變大；流速的增大也會(huì)加大管內(nèi)流體的湍流擾動(dòng)強(qiáng)度和能量，相應(yīng)的增強(qiáng)了作用在管壁結(jié)構(gòu)上的激振力。

圖8　FRMS值隨β的變化規(guī)律Fig.8 FRMS versus volume void fraction

3.2.3分相折算速度us的影響

分相折算速度us對(duì)脈動(dòng)激振力的影響見(jiàn)圖9。圖中可見(jiàn)，相同液相折算速度usl下，脈動(dòng)激振力隨氣相折算速度的增加而增大，且增大的速率越來(lái)越快。固定氣相折算速度usg，液相折算速度越大的脈動(dòng)激振力也越大。長(zhǎng)泡狀流范圍內(nèi)激振力很小且波動(dòng)較小，環(huán)狀流下的激振力最大，彈狀流次之。因?yàn)锽LEVINS[16]指出流體激振力與流體密度和流速間通常存在F∝ρu2關(guān)系，由此式可見(jiàn)，激振力很大程度上與流速平方成正比。同時(shí)也是由環(huán)狀流的流動(dòng)特性所決定，因?yàn)榄h(huán)狀流下圍繞管壁的是一層環(huán)形液膜，而本研究中液膜密度約是氣相的1 000 倍，所以相同流速下液膜傳輸動(dòng)量更大，其對(duì)壁面的碰撞沖擊效應(yīng)也越明顯。

圖9　FRMS隨分相折算速度us的變化規(guī)律Fig.9 FRMS versus phase superficial velocity

3.3誘導(dǎo)振動(dòng)原因及機(jī)理

以上討論已經(jīng)得出振動(dòng)響應(yīng)與脈動(dòng)激振力的變化規(guī)律及其影響因素，下面結(jié)合數(shù)學(xué)公式的推導(dǎo)來(lái)總結(jié)水平管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的物理機(jī)理。

取包含管壁與軸向兩個(gè)有效截面構(gòu)成的流管作為研究控制體，如圖1所示。

流體系統(tǒng)內(nèi)動(dòng)量總量的輸運(yùn)公式為：

(13)

控制體內(nèi)流體所受外力之和為：

(14)

考慮流體與壁面間的流固耦合作用，因此控制體表面所受力由兩部分組成，一是管結(jié)構(gòu)壁面對(duì)流體的作用力Fpipe，二是控制體進(jìn)出口端面壓力，所以

(15)

由動(dòng)量定理可知，流體系統(tǒng)動(dòng)量總量的時(shí)間變化率等于作用在系統(tǒng)上的外力之和，即

(16)

將式(13)～(15)代入式(16)并整理得出：

(17)

由牛頓第三定律得出，流體對(duì)管壁的激振力為

(18)

對(duì)于氣液兩相流，考慮均相流假設(shè)時(shí)，式(18)轉(zhuǎn)換為：

(19)

式中:α為截面含氣率。

分析式(19)各組成部分，管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)激振力主要由四部分組成。

(1) 是控制體動(dòng)量變化產(chǎn)生的作用力；這也正與YIH等[8]中激振力與流體動(dòng)量的時(shí)間變化率有關(guān)的結(jié)論相一致。

(2) 是控制面動(dòng)量變化產(chǎn)生的作用力；對(duì)于本研究控制體管壁表面沒(méi)有流體通過(guò)，故僅包含單位時(shí)間內(nèi)控制體端面流體動(dòng)量的凈通量。

上述兩項(xiàng)主要由氣液兩相流不穩(wěn)定性如速度、截面含氣率的波動(dòng)和流向改變所決定。而當(dāng)兩相流在流動(dòng)轉(zhuǎn)向時(shí)，上述兩項(xiàng)引起的作用力主要包括流體離心力和流體沖擊力兩部分。

(3) 是重力項(xiàng)；即控制體內(nèi)流體的質(zhì)量力變化，主要由氣液兩相密度、速度的差異性和波動(dòng)性引起。

(4) 是壓力項(xiàng)；即進(jìn)出口端面壓差隨時(shí)間的波動(dòng)。

當(dāng)管結(jié)構(gòu)的彈性、阻尼、固有頻率等參數(shù)固定不變時(shí)，管內(nèi)氣液兩相流誘發(fā)的脈動(dòng)激振力成為管結(jié)構(gòu)振動(dòng)的重要因素。因此，通過(guò)上述數(shù)學(xué)模型的分析并結(jié)合計(jì)算結(jié)果的討論，總結(jié)水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的原因及機(jī)理如下：① 兩相流動(dòng)量波動(dòng)激振；② 轉(zhuǎn)向時(shí)液彈或液膜的碰撞沖擊效應(yīng)；③ 進(jìn)出口壓差波動(dòng)激振。

3.4氣液兩相流管道減振措施

根據(jù)上述結(jié)果的分析和討論，可采取以下幾個(gè)措施以達(dá)到氣液兩相流管道減振的目的：

(1) 改變結(jié)構(gòu)參數(shù)

上述分析得出振動(dòng)響應(yīng)是低頻振動(dòng)(0～30 Hz)，其氣液兩相流激勵(lì)頻率也將屬于低頻范圍，所以應(yīng)盡量增大管結(jié)構(gòu)固有頻率，以避免共振現(xiàn)象的發(fā)生。而管結(jié)構(gòu)固有頻率的增加可通過(guò)減小管道的跨度、提高支承剛度和增加管道壁厚等來(lái)實(shí)現(xiàn)。

(2) 調(diào)整操作參數(shù)

改變兩相流速度、溫度、壓力等操作參數(shù)以避開(kāi)激振力較大的彈狀流和環(huán)狀流，同時(shí)也減弱了液彈或液膜對(duì)管道轉(zhuǎn)向處的碰撞沖擊作用。

(3) 優(yōu)化管路布局

為降低流體轉(zhuǎn)向?qū)鼙诘臎_擊力，在滿足靜力分析要求的前提下應(yīng)盡可能減少轉(zhuǎn)彎的數(shù)量，并盡量減小轉(zhuǎn)彎角度等。

4　結(jié)　論

本文利用有限元ADINA數(shù)值方法對(duì)水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)問(wèn)題開(kāi)展了三維非穩(wěn)態(tài)數(shù)值研究。在驗(yàn)證數(shù)值模型可靠的基礎(chǔ)上，重點(diǎn)研究了誘導(dǎo)振動(dòng)的響應(yīng)特性及脈動(dòng)激振力的影響因素。最后探討了誘導(dǎo)振動(dòng)的機(jī)理并提出了針對(duì)性的減振措施，主要結(jié)論如下：

(1) 利用ADINA流固耦合模型和VOF模型可以實(shí)現(xiàn)管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的模擬，為進(jìn)一步研究流體誘導(dǎo)振動(dòng)問(wèn)題提供了新的方法和途徑。

(2) 水平管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)屬于低頻振動(dòng)，動(dòng)態(tài)響應(yīng)表現(xiàn)為窄頻帶內(nèi)隨機(jī)振動(dòng)和周期性振動(dòng)的混合。響應(yīng)主頻隨分相折算速度的增加而逐漸增大。

(3) 環(huán)狀流下的激振力最大，長(zhǎng)泡狀流時(shí)最小。體積含氣率β在60%～100%范圍內(nèi)且固定兩相平均流速時(shí)，激振力均方根值FRMS隨β的增加而減小。FRMS隨分相折算速度的增加而增大。

(4) 水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的原因及機(jī)理為：兩相流動(dòng)量波動(dòng)激振；轉(zhuǎn)向時(shí)液彈或液膜的碰撞沖擊效應(yīng)；進(jìn)出口壓差波動(dòng)激振。

(5) 氣液兩相流管道系統(tǒng)的減振可采取增加管道固有頻率、避免液膜或液彈發(fā)生、減少流路轉(zhuǎn)彎數(shù)量等措施來(lái)實(shí)現(xiàn)。

本文研究仍然存在不完善之處，研究結(jié)果也只是初步探討，更為全面的了解水平管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(dòng)的機(jī)理及其它影響因素還有待更深入的研究。

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Numerical investigation on gas-liquid two-phase flow-induced vibration in a horizontal tube

MA Xiaoxu, TIAN Maocheng, ZHANG Guanmin, LENG Xueli

(School of Energy and Power Engineering, Shandong University, Jinan 250061, China)

Based on the arbitrary Lagrangian-Eulerian(ALE) dynamic mesh technique, gas-liquid two-phase flow induced vibration(GLTP-FIV) in horizontal elbows was investigated numerically with the multi-fields coupling FE software ADINA. The vibration response characters and the effect of flow regime, volume void fraction(VVF) and phase superficial velocity(PSV) on excitation forces were discussed. The results show that the dynamic response corresponds to a combination of low-frequency band random vibration and periodic vibration. The predominant frequency increases with the rise of PSV. The root mean square of excitation forces(F-RMS) increases gradually when the flow regime is in elongated bubbly, slug and annular flow. For a given two-phase mix averaged velocity, F-RMS decreases with VVF when it is in 60%-100%. And F-RMS also increases with PSV. Finally, the mechanisms of GLTP-FIV in elbows were summarized by establishing the mathematical model. And some vibration reduction measures were presented.

gas-liquid two-phase flow; flow-induced vibration(FIV); fluid-structure interaction(FSI); pulsating excitation forces; arbitrary lagrangian-eulerian(ALE) method

山東科技發(fā)展計(jì)劃項(xiàng)目(2012GGX10421)

2015-03-25修改稿收到日期：2015-07-21

馬曉旭 男，博士生，1984年11月生

田茂誠(chéng) 男，博士，教授，博士生導(dǎo)師，1965年10月生E-mail:tianmc65@sdu.edu.cn

TB123

A

10.13465/j.cnki.jvs.2016.16.033