冰塊阻塞狀態(tài)的螺旋槳空泡激振力特性分析

2019-11-25 14:25:02曾志波

艦船科學技術 2019年10期

武珅，芮偉，曾志波

(中國船舶科學研究中心，船舶振動噪聲重點實驗室，江蘇省綠色船舶技術重點實驗室，江蘇無錫 214082)

0 引言

極地船舶在冰區(qū)水域航行時，破碎冰塊會沿船底滑動進入船尾螺旋槳，與螺旋槳發(fā)生冰槳干擾相互作用，影響槳盤面入流和螺旋槳水動力性能。同時，船舶在冰區(qū)航行的冰水作用阻力增大，使得螺旋槳多處于低進速重載負荷運行工況，再加上冰水介質(zhì)中冰塊的阻塞逼近作用，極易造成槳葉表面壓力陡降而產(chǎn)生空泡兩相流動現(xiàn)象。冰水混合環(huán)境的螺旋槳空泡激振力對螺旋槳及整個推進系統(tǒng)的水動力、結(jié)構(gòu)強度和振動等綜合性能產(chǎn)生影響，與常規(guī)無冰水域的作用過程存在顯著差異，因此，開展此類力學問題研究具有重要意義。

Sampson 等[1]采用模型試驗手段，在具有壓力可調(diào)節(jié)功能的ETC 空泡水筒模擬了冰槳干擾螺旋槳工作環(huán)境，進行不同運行和空泡環(huán)境的冰槳作用螺旋槳模型水動力性能試驗測試。研究表明冰槳流作用程度受到螺旋槳和冰塊幾何、運動等多參數(shù)影響，提出螺旋槳在冰阻塞低進速運行時的空泡壓力環(huán)境是重要影響因素。武珅等[2-3]在中國船舶科學研究中心的空泡水筒開展了冰槳軸垂向距離、進速和空泡數(shù)等冰阻塞幾何和運動參數(shù)對螺旋槳水動力性能影響試驗，給出了各參數(shù)與螺旋槳水動力之間的量化影響關系，并指出冰阻塞環(huán)境下空泡效應加劇了螺旋槳水動力的非定常特性。

對冰區(qū)螺旋槳水動力性能的數(shù)值模擬，前期多是基于勢流理論方法。如Walker 等[4-5]采用面元法模擬冰阻塞流，計算了冰阻塞狀態(tài)下的螺旋槳水動力性能變化，并且與Luznik[6]的試驗結(jié)果進行了驗證對比。Liu等[7] 開發(fā)了非定常面元法模型對加拿大海警R 級破冰船吊艙推進器螺旋槳水動力性能進行了數(shù)值分析，實現(xiàn)了冰與螺旋槳變間隙工況的干擾水動力載荷預報。但由于勢流理論在計算過程忽略了粘性的影響，對冰區(qū)螺旋槳空泡與粘性流的非線性作用問題無法給出量化計算結(jié)果。采用粘流方法對冰水混合環(huán)境下的螺旋槳非定常空泡和水動力性能的模擬計算工作還開展不多。WANG 等[8]基于CFD 利用重疊網(wǎng)格處理方法，數(shù)值計算了冰阻塞狀態(tài)下的螺旋槳水動力，而且獲取了單片槳葉隨旋轉(zhuǎn)周向位置的水動力和槳葉表面壓力分布的變化情況。但由于計算為常壓狀態(tài)，未考慮到空泡壓力環(huán)境對螺旋槳性能的影響，與冰區(qū)螺旋槳的實際運行環(huán)境還存在一定差異。

因此，本文利用RANS 方法考慮不同冰塊阻塞狀態(tài)和壓力環(huán)境的影響作用，對螺旋槳非定常空泡和水動力性能進行了數(shù)值模擬，從流場結(jié)構(gòu)與空泡激振力的相關性角度出發(fā)，結(jié)合時頻域處理分析冰塊阻塞狀態(tài)的螺旋槳空泡激振力特性，揭示冰塊阻塞對螺旋槳空泡激振力的影響變化規(guī)律。

1 計算方案

1.1 計算方法

空泡流動的連續(xù)性方程和動量方程，分別如下式：

式中：U 為汽液兩相流速度；ρ 和μ 為汽液兩相流的密度和粘性系數(shù)；σ 和κ 為表面張力系數(shù)和表面曲率；n 為汽液界面法向矢量。式（2）右端依次表示動量方程中的壓力梯度、粘性剪切力和汽液界面表面張力。

采用VOF 方法，通過描述液相體積分數(shù)γ 的輸運方程來捕捉汽液界面，如式（3）所示。γ=0 表示汽相，γ=1 表示液相，0＜γ＜1 表示汽液界面。

式中：sign 為符號函數(shù)；n0為單位體積內(nèi)汽核密度；R 為汽核半徑。

式（2）中的μt是湍流運動引起的渦粘性系數(shù)，需要使用湍流模型計算，在本文中采用SST k-ω 湍流模型。

本文首先采用多參考系MRF 方法進行定常計算，得到近似穩(wěn)定流場。然后采用非定常滑移網(wǎng)格方法模擬螺旋槳的真實旋轉(zhuǎn)，其中壓力速度的求解采用SIMPLE分離算法，最后導入空泡模型進行螺旋槳非定常空泡計算。

1.2 計算模型

選用文獻[2] 中的冰阻塞螺旋槳試驗模型，如圖1所示。定義冰阻塞物右端面到槳盤面的軸向距離為L，螺旋槳模型直徑為D，以無量綱參數(shù)L/D 來表達冰槳軸向間距。

圖 1 冰阻塞物與螺旋槳模型示意圖Fig.1 Schematic of ice-propeller model

為調(diào)節(jié)螺旋槳工作的壓力環(huán)境，定義轉(zhuǎn)速空泡數(shù)σn如下式：

式中：p 為槳軸中心壓力；pv為飽和蒸汽壓；ρ 為水密度；n 為螺旋槳轉(zhuǎn)速。

定義螺旋槳無量綱進速、推力和扭矩系數(shù)分別為J，KT和KQ，如下式：

式中：V 為螺旋槳遠前方來流速度；T 和Q 分別為螺旋槳推力和扭矩。

整個計算域劃分為旋轉(zhuǎn)域和靜止域兩部分，采用滑移網(wǎng)格法處理旋轉(zhuǎn)與靜止區(qū)域交界面的數(shù)據(jù)傳遞。采用切割單元體網(wǎng)格對計算域進行劃分，在螺旋槳及阻塞物附近進行網(wǎng)格加密，如圖2 所示。

圖 2 計算網(wǎng)格Fig.2 Computational grids

1.3 計算工況

在計算中螺旋槳模型的進速系數(shù)和轉(zhuǎn)速不變，選取了5 個冰槳阻塞相對位置和4 個空泡壓力環(huán)境，共20 個計算工況，如表1 所示。

表 1 計算工況Tab.1 Calculation condition

2 結(jié)果與分析

2.1 螺旋槳均值水動力

文獻[3] 將冰阻塞典型工況的螺旋槳均值水動力和槳葉空泡形態(tài)的計算模擬結(jié)果與模型試驗結(jié)果進行對比，驗證了本文采用的空泡、湍流模型和粘流計算方法可對冰阻塞狀態(tài)的螺旋槳非定常空泡和水動力進行有效模擬。

圖3 和圖4 分別給出了在表1 冰槳阻塞狀態(tài)，螺旋槳旋轉(zhuǎn)1 周的均值推力和扭矩系數(shù)隨冰槳間距和空泡壓力環(huán)境的變化對比。

圖 3 推力系數(shù)隨冰槳間距變化曲線Fig.3 Thrust coefficient versus ice-propeller distance curves

圖 4 扭矩系數(shù)隨冰槳間距變化曲線Fig.4 Torque coefficient versus ice-propeller distance curves

從圖3 和圖4 中的實線可以看出，在常壓環(huán)境，螺旋槳推力和扭矩均值隨冰槳軸向間距的減小而增大，且在阻塞物逼近螺旋槳時的變化幅度尤為顯著。在σn=4.0 時，受到槳葉空泡的影響，螺旋槳的均值水動力相比于常壓狀態(tài)下降，但基本維持螺旋槳無空泡狀態(tài)均值水動力隨冰槳間距減小而增大的變化趨勢。而在σn=2.0 和σn=1.5 的壓力狀態(tài)，槳葉的嚴重空化使得螺旋槳水動力大幅下降，已基本抵消了流場阻塞造成的推扭力上升。可見，冰阻塞環(huán)境的螺旋槳水動力性能是由冰槳逼近的流場阻塞和槳葉的空泡效應所共同決定。

2.2 螺旋槳空泡激振力

為進一步分析冰阻塞狀態(tài)的螺旋槳非定常空泡水動力和激振特性，圖5 給出了上述冰阻塞狀態(tài)，螺旋槳推力系數(shù)KT在一個旋轉(zhuǎn)周期的時間歷程變化曲線。

從圖5 可以看出，隨著阻塞物逼近螺旋槳，推力系數(shù)KT在旋轉(zhuǎn)周期內(nèi)的絕對值和變化幅值均發(fā)生較大變化，而且幅值相位也發(fā)生一定程度改變。如圖5（a）所示，在常壓狀態(tài)螺旋槳KT時歷曲線的光滑度較好，其波峰波谷的形態(tài)較為規(guī)則；而隨著阻塞物靠近螺旋槳，在推力系數(shù)KT絕對值增大的同時，波動幅值也有大幅提升。圖5（b）空泡數(shù)σn=4.0 時，KT隨時間的周期性變化規(guī)律與無空化狀態(tài)下基本相似，但曲線逐漸變得不光順，在主波峰波谷上出現(xiàn)了2 次甚至3 次峰谷。圖5（c）空泡數(shù)σn=2.0 時，螺旋槳空化加劇，在阻塞物距螺旋槳較遠時還可觀察到特征較為明顯的波峰波谷，但隨著阻塞物進一步逼近螺旋槳，KT隨時間變化波峰波谷周期性的重合度較差，此時的分布近似于由一種周期性槳葉運動信號與空化極度不穩(wěn)定的隨機信號疊加形成。而在圖5（d）空泡數(shù)σn=1.5 時，槳葉空化最為嚴重， KT的絕對值下降，在逼近槳葉（L/D=0.352，0.112）狀態(tài)螺旋槳旋轉(zhuǎn)周期內(nèi)的非定常激勵均開始增多，且幅度增強。

圖 5 不同冰阻塞狀態(tài)的推力系數(shù)時歷曲線Fig.5 Time history curves of thrust coefficient in different ice-block condition

圖 6 推力系數(shù)各階次的脈動幅值Fig.6 Fluctuation amplitude of each order for thrust coefficient

從頻域角度對不同冰阻塞狀態(tài)的螺旋槳推力系數(shù)KT進行傅里葉分析，得到葉頻整數(shù)倍下的各階脈動量ΔKT變化，如圖6 所示。

從圖6（a）可以看出，在常壓無空化狀態(tài)下，在阻塞物靠近螺旋槳過程中，ΔKT的1 階脈動量都遠大于2 階和3 階量，在未達到逼近槳葉時（L/D=0.112）各階次的變化量均不大。而在L/D=0.112 狀態(tài)的1 階量出現(xiàn)大幅上升，2 階和3 階量也有一定程度增加，與時域表現(xiàn)出的規(guī)律一致。如圖6（b）所示，當空泡數(shù)σn=4.0 時，各階量隨冰槳間距的變化規(guī)律與無空化狀態(tài)基本相似，主要區(qū)別在于進入阻塞流場的槳葉開始不穩(wěn)定空化，導致ΔKT的2 階和3 階量大幅提升。圖6（c）中在空泡數(shù)σn=2.0 時槳葉空化加劇，在阻塞物距螺旋槳L/D=0.272，0.352，0.512 和0.632 時，ΔKT的各階脈動量均有一定程度升高，且隨著阻塞物的逼近脈動幅值更大。可是，在阻塞物極度逼近螺旋槳狀態(tài)（L/D=0.112），ΔKT的1 階脈動量不升反降，2 階量卻出現(xiàn)了大幅度升高，甚至超過了1 階量，表明此時槳葉的不穩(wěn)定空泡使得螺旋槳空泡激振頻率向更高階次移動，加劇了螺旋槳空泡激振力的非定常性。在圖6（d）中空泡數(shù)極低的σn=1.5 狀態(tài)，槳葉空化最為嚴重，除L/D=0.112 外不同冰槳間距的螺旋槳推力各階脈動量相比σn=2.0 進一步上升，尤其在L/D=0.272 狀態(tài)的3 階脈動量已經(jīng)超過了2 階值。而在螺旋槳極度逼近螺旋槳時（L/D=0.112）的各階脈動量均有所下降，此時在阻塞物逼近流場和槳葉大面積片空化作用下的螺旋槳空泡激振力卻有一定程度的削弱。

2.3 流場結(jié)構(gòu)

從流場結(jié)構(gòu)出發(fā)，分析冰塊阻塞對螺旋槳空泡激振力作用的影響成因。圖7 和圖8 分別給出了無阻塞物和冰阻塞狀態(tài)不同冰槳間距時的流場壓力分布和軸向速度分布對比。需要指出的是，圖8 中除阻塞物和螺旋槳所在的固體區(qū)域之外，將軸向速度小于0 的區(qū)域也表示為白色，即軸向回流區(qū)。

從圖7 可以看出，阻塞物的存在使得下游壓力有所降低，靠近螺旋槳葉背區(qū)域的壓力降低程度較大，且在葉背梢部區(qū)域壓力降低最為顯著，并隨著阻塞物的逼近，各區(qū)域壓力進一步降低。在阻塞物極度逼近螺旋槳時，螺旋槳葉背梢部區(qū)域壓力降低的同時葉面梢部區(qū)域的壓力卻有所升高，這是由于阻塞物使螺旋槳進流攻角的改變引起，導致葉梢附近回流壓差增加，進而使螺旋槳葉梢附近的回流現(xiàn)象加劇，壓力變化再影響到速度場的變化分布。

從圖8 可以看出，相比于敞水無阻塞狀態(tài)，在阻塞物的下游存在一個低速低壓回流區(qū)，隨著阻塞物靠近螺旋槳，低速低壓回流區(qū)對螺旋槳的影響作用逐漸增大。由于阻塞物下游的流速急劇降低，使得螺旋槳的來流攻角發(fā)生變化，在槳葉梢部附近產(chǎn)生嚴重的流動分離，如圖8（c）和圖8（d）所示。這一方面是由于螺旋槳葉面和葉背的壓差升高所致，另一方面是由阻塞物下游本身回流區(qū)的疊加造成，甚至在阻塞物和槳葉之間的回流區(qū)產(chǎn)生連體渦的空化現(xiàn)象，連續(xù)的流動分離使得槳葉空泡形態(tài)的不規(guī)則性和空泡激振力的非定常性增強，這與常規(guī)水域船后螺旋槳的空泡水動力特性存在很大差別。