風(fēng)沙條件下顆粒對翼型流動分離的影響

李仁年, 趙振希, 李德順, 李銀然, 王亞娥, 郭興鐸

(1. 蘭州理工大學(xué) 能源與動力工程學(xué)院, 甘肅 蘭州 730050; 2. 蘭州理工大學(xué) 甘肅省流體機(jī)械及系統(tǒng)重點(diǎn)實(shí)驗室, 甘肅 蘭州 730050; 3. 蘭州理工大學(xué) 甘肅省風(fēng)力機(jī)工程技術(shù)研究中心, 甘肅 蘭州 730050)

氣固兩相流是指氣體中夾帶有固相顆粒狀態(tài)下的流動,廣泛存在于自然環(huán)境中,例如受風(fēng)沙肆虐的中國西北地區(qū).西北地區(qū)又是中國陸上風(fēng)能資源最豐富的地區(qū)之一,甘肅瓜州縣被稱為“世界風(fēng)庫”、玉門市被稱為“風(fēng)口”,甘肅風(fēng)能資源理論儲量為 2.37億kW.但是風(fēng)力機(jī)在風(fēng)沙環(huán)境下運(yùn)行,其氣動性能勢必會受到空氣中顆粒的影響,甚至造成風(fēng)輪的磨損進(jìn)一步影響其氣動性能,致使風(fēng)力機(jī)年發(fā)電量降低以及使用壽命下降.因此,針對風(fēng)沙環(huán)境下翼型氣動性能的研究很有必要.

顆粒對于風(fēng)力機(jī)翼型氣動性能的影響主要是由于顆粒和空氣相互作用引起的流場結(jié)構(gòu)改變,顆粒和空氣的相互作用相當(dāng)復(fù)雜,國內(nèi)外學(xué)者對此進(jìn)行了很多的研究,Levy和Tsuji等[1-2]通過實(shí)驗觀察到顆粒既能增強(qiáng)湍流又能削弱湍流.Gore等[3]收集了眾多學(xué)者的數(shù)據(jù),他們認(rèn)為顆粒的直徑和湍流尺度的比值是判斷顆粒增強(qiáng)還是削弱湍流的依據(jù),當(dāng)該比值小于0.1,顆粒會削弱湍流,反之則增強(qiáng)湍流.但是,顆粒和空氣之間的相互作用機(jī)理依然存在爭議.近幾年,國內(nèi)外對風(fēng)力機(jī)在兩相流環(huán)境下運(yùn)行情況的研究逐漸增多,何平等[4]對NREL S809翼型進(jìn)行數(shù)值模擬,研究了氣液兩相流對海上風(fēng)力機(jī)氣動性能的影響.李德順等[5]針對NACA0012二維翼型采用k-ε湍流模型(realizablek-ε)在不同顆粒直徑和不同顆粒質(zhì)量濃度條件下進(jìn)行模擬并與潔凈空氣時的氣動性能進(jìn)行對比,研究表明顆粒直徑和顆粒質(zhì)量濃度的增大,均會使翼型的升力系數(shù)上升,阻力系數(shù)下降.而Khakpour等[6]采用SST 湍流模型卻得到相反的結(jié)論,顆粒的加入會造成S819二維翼型的升力系數(shù)下降,并且隨著顆粒直徑的增大翼型升力系數(shù)逐漸恢復(fù),但是當(dāng)顆粒直徑為100 μm時,翼型的升力系數(shù)仍小于潔凈空氣條件下的升力系數(shù).這說明氣固兩相流對于風(fēng)力機(jī)翼型氣動性能的影響相當(dāng)復(fù)雜,需要進(jìn)一步的研究.劉陽等[7]針對氣固兩相流,分別用大渦模擬(large eddy simulation,LES)和統(tǒng)一二階矩兩相湍流模型的RANS模擬(USM-RANS)對軸對稱突擴(kuò)氣固流動進(jìn)行了模擬,研究表明LES瞬態(tài)模擬可以顯示氣固湍流流動的各向異性湍流結(jié)構(gòu)和顆粒彌散的發(fā)展過程,而USM-RANS則無法實(shí)現(xiàn).

顆粒和空氣間的相互作用相當(dāng)復(fù)雜,而在一定攻角下,空氣繞流過翼型表面會產(chǎn)生尾渦,根據(jù)眾多學(xué)者的研究表明尾渦區(qū)是顆粒和空氣相互作用最為強(qiáng)烈的區(qū)域.基于此,筆者認(rèn)為對于風(fēng)力機(jī)翼型兩相流的研究應(yīng)采用三維幾何模型和非雷諾平均的湍流模型.LES通過?；〕叨葴u,直接計算大渦,在非定常及分離流動問題上體現(xiàn)出明顯的優(yōu)勢,然而該方法對網(wǎng)格的要求十分苛刻,且對計算機(jī)性能有著較高的要求,加上不成熟的近壁面模型使其不適合用于進(jìn)行風(fēng)力機(jī)翼型的相關(guān)模擬.近年來興起的RANS-LES混合方法,結(jié)合了RANS和LES的優(yōu)點(diǎn),使其同時擁有RANS成熟的近壁面模型以及LES在非定常和分離流動上的優(yōu)勢,且對網(wǎng)格和計算機(jī)性能要求不高,其中的延遲分離渦模型(delay detached eddy simulation,DDES)更是廣泛應(yīng)用于風(fēng)力機(jī)翼型大攻角下的非定常分離流動研究[8-11].

1 數(shù)值方法

1.1 計算域及網(wǎng)格劃分

NREL S809翼型是美國國家能源部可再生能源實(shí)驗室針對風(fēng)力機(jī)設(shè)計的翼型,該翼型相對厚度21%,設(shè)計雷諾數(shù)2×106,最大升力系數(shù)1.0,但是該翼型在失速工況下仍然具有優(yōu)秀的氣動性能,Phase VI風(fēng)力機(jī)就是采用的S809翼型.本文以NREL S809三維翼型為研究對象,弦長為1 m,展向拉伸為0.4倍弦長.計算域由一個以翼型尾緣為圓心、半徑16 m的半圓和一個長20 m的長方形組成,顆粒入射方式采用surface類型入射方式,入射面距翼型尾緣6 m,面積6 m×0.4 m,顆粒軌道數(shù) 960×64,共61 440,計算域如圖1所示.采用DDES湍流模型,近壁面RANS區(qū)采用SSTk-ω湍流模型,該模型要求近壁面無量綱數(shù)y+<1,經(jīng)過試算,最終取近壁面首層網(wǎng)格高度為0.012 mm以滿足模型要求.采用結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格,翼型表面分布300個網(wǎng)格節(jié)點(diǎn),展向分布40個網(wǎng)格節(jié)點(diǎn)以近似滿足Δx≈Δz,翼型壁面法向分布150個網(wǎng)格節(jié)點(diǎn)并進(jìn)行近壁面加密,總網(wǎng)格數(shù)約為225萬.

1.2 邊界條件設(shè)置

邊界條件選用速度進(jìn)口和壓力出口,翼展兩端邊界定義為對稱邊界,翼型表面設(shè)定為無滑移壁面,通過改變空氣的入射角度實(shí)現(xiàn)攻角的變化,入射速度為14.61 m/s,雷諾數(shù)為2×106.采用離散相(DPM)模型進(jìn)行兩項耦合計算,顆粒入射速度和方向均與空氣相同,不考慮重力影響.速度與壓力耦合選擇SIMPLEC算法,動量、湍動能及耗散率方程均采用二階迎風(fēng)格式.時間步長取0.000 4 s,每個時間步長內(nèi)迭代20次,當(dāng)升阻力系數(shù)穩(wěn)定或者在很小范圍內(nèi)波動時,認(rèn)為收斂,取一定時間范圍內(nèi)的平均值.

文獻(xiàn)[12,13]中提到的修正封閉常數(shù)以提高RANS區(qū)模擬精度的方法經(jīng)試算同樣適用于DDES湍流模型.圖2為潔凈空氣時不同攻角下升阻力系數(shù)與實(shí)驗數(shù)據(jù)[14]的對比,模擬結(jié)果與實(shí)驗數(shù)據(jù)吻合較好,當(dāng)攻角小于13°時,模擬得到的升阻力系數(shù)與實(shí)驗數(shù)據(jù)基本吻合,攻角為14.23°時,升力系數(shù)誤差最大達(dá)到8%,滿足要求,認(rèn)為模擬方法可行.

2 模擬結(jié)果與分析

圖3為不同攻角下潔凈空氣和不同顆粒直徑條件時翼型周圍的渦量云圖(中間截面).從圖3a可以看出,攻角較小時,顆粒對翼型周圍渦量的影響較小,尾流區(qū)的流動狀態(tài)穩(wěn)定且基本沒有受到顆粒的影響.

當(dāng)攻角增大到8°時,S809翼型的吸力面會發(fā)生流動分離并在分離點(diǎn)后形成附著渦.由于攻角較小,雖發(fā)生了流動分離,但是流動狀態(tài)比較穩(wěn)定.從圖3b中可以看出,8°攻角潔凈空氣狀態(tài)下S809翼型吸力面處發(fā)生了流動分離,空氣繞流過翼型形成尾渦.當(dāng)顆粒直徑為10 μm時,對比潔凈空氣,尾渦范圍變大,但是流動狀態(tài)還是比較穩(wěn)定,渦的脫落比較規(guī)律；當(dāng)顆粒直徑為20 μm時,尾渦范圍繼續(xù)擴(kuò)大,形成較大的分離泡.當(dāng)攻角為12°時,流動分離現(xiàn)象更強(qiáng),且流動狀態(tài)極不穩(wěn)定.從圖3c可以看出此時流動狀態(tài)已經(jīng)表現(xiàn)出了極強(qiáng)的非定常性.潔凈空氣時,翼型吸力面發(fā)生了嚴(yán)重的流動分離,形成較大的尾渦,但是渦的結(jié)構(gòu)還是比較穩(wěn)定,在翼型尾緣后1.2倍弦長處才出現(xiàn)渦的破裂.隨著顆粒的加入,無法形成潔凈空氣時飽滿的渦結(jié)構(gòu),脫落過程中不斷地有小渦從大渦中分離出來,當(dāng)顆粒直徑增大到150 μm時,尾渦已經(jīng)與潔凈空氣時較為接近.這說明大攻角時,顆粒和氣相的相互作用十分復(fù)雜,沒有在小攻角時的明顯規(guī)律,這是因為大攻角時即使在潔凈空氣條件下,其流動狀態(tài)已經(jīng)較為復(fù)雜,并且還伴隨著很強(qiáng)的非定常特性.

圖4為8°攻角、顆粒直徑為20 μm工況下一個渦脫周期內(nèi)的渦量演變,圖中T1～T4表示一個渦脫周期中均分的4個時刻.可以看出該工況時翼型周圍的流動區(qū)別于其他工況,渦的脫落情況不再是其他工況下規(guī)律的脫落,體現(xiàn)出明顯的非定常特性.這種現(xiàn)象在大攻角條件時比較常見,體現(xiàn)了顆粒與氣相作用的復(fù)雜性.當(dāng)顆粒直徑增大到30 μm時,可以看到尾渦已經(jīng)開始恢復(fù),形成了規(guī)律且穩(wěn)定的渦脫過程,但尾渦的耗散仍比潔凈空氣時高；顆粒直徑繼續(xù)增大,可以看出隨著顆粒直徑的增大,尾渦逐漸恢復(fù)且范圍逐漸縮小,當(dāng)顆粒直徑為150 μm時,尾渦的狀態(tài)已和潔凈空氣時無異.

圖5為各攻角下不同顆粒直徑條件時翼型的壓力系數(shù)(中間截面,一個周期內(nèi)的平均值).可以看出8°攻角時,顆粒對翼型升力系數(shù)的影響較大,當(dāng)顆粒直徑為20 μm時,翼型表面的壓力系數(shù)分布和其他條件時翼型表面壓力系數(shù)有著明顯的區(qū)別,翼型吸力面尾渦附著部分的壓力系數(shù)明顯大于其他條件時該區(qū)域的壓力系數(shù),但是翼型表面其他部分的壓力系數(shù)均比其他條件時的壓力系數(shù)小.而6°攻角和12°攻角時,顆粒對翼型升力系數(shù)的影響很小.

圖6為三種攻角下不同顆粒直徑條件時翼型的升力系數(shù).從圖中可以看出,當(dāng)攻角較小(6°)和較大(12°)時,顆粒對翼型升力系數(shù)的影響不大,升力系數(shù)最小時僅比潔凈空氣時的升力系數(shù)分別減小了3.9%和4.1%,而8°攻角時,顆粒對翼型升力系數(shù)的影響極為嚴(yán)重,最大時升力系數(shù)下降了8%.這是因為潔凈空氣條件下,8°攻角時翼型表面發(fā)生了流動分離,但是流動狀態(tài)依然穩(wěn)定,此時顆粒對翼型繞流流動的影響非常劇烈.6°攻角時翼型表面流動沒有發(fā)生分離或12°攻角時發(fā)生了分離且具有較強(qiáng)的非定常特性,這兩種情況下顆粒對翼型升力系數(shù)的影響較小.因此可以推測,顆粒對S809翼型氣動性能影響最嚴(yán)重的區(qū)域在7°～10°攻角內(nèi).

3 結(jié)論

1) 顆粒對風(fēng)力機(jī)翼型周圍繞流的影響極其復(fù)雜,當(dāng)攻角較小(6°)時,顆粒對翼型尾流基本沒有影響.當(dāng)攻角為8°時,顆粒對翼型尾渦影響較大.當(dāng)顆粒直徑小于20 μm時,隨著顆粒直徑的增大,尾渦開始出現(xiàn)交替脫落現(xiàn)象；當(dāng)顆粒直徑為20 μm時,翼型繞流體現(xiàn)出明顯的非定常特性,空氣流過翼型表面,在其吸力面上形成較大的附著渦,并不斷地有渦從附著渦中脫落出來；當(dāng)顆粒直徑大于20 μm后,尾渦隨著顆粒直徑的增大逐漸向潔凈空氣時的狀態(tài)靠近,當(dāng)顆粒直徑增大到150 μm時其流動狀態(tài)已基本接近潔凈空氣時的流動狀態(tài).

2) 顆粒對翼型升力系數(shù)有一定的影響,但是其影響和攻角有關(guān),當(dāng)攻角較小(6°)或攻角較大(12°)時,顆粒對翼型升力系數(shù)的影響較??；當(dāng)翼型的攻角為8°時,顆粒對翼型升力系數(shù)的影響較大.三種攻角下升力系數(shù)均隨顆粒直徑的增大先減小后上升,臨界顆粒直徑為20 μm.當(dāng)顆粒直徑增大到150 μm時,翼型的升力系數(shù)與潔凈空氣時的升力系數(shù)基本無異.