楊 柳，張 爽，王 倩

豎直圓管內(nèi)沖擊射流過程中流體運動現(xiàn)象的數(shù)值計算

楊 柳1，張 爽2，王 倩3

（1.錦州天宇電爐有限公司，遼寧 錦州 121011；2.中冶京誠工程技術(shù)有限公司，北京 100176；3.錦州七七七微電子有限責(zé)任公司，遼寧 錦州 121000）

利用計算流體動力學(xué)方法對豎直圓管內(nèi)的沖擊射流過程進行深入研究。為了提高計算結(jié)果的精準(zhǔn)性，計算過程選用SST湍流模型。利用氣體壓力損失的理論計算值驗證數(shù)學(xué)模型的準(zhǔn)確性。計算結(jié)果表明，當(dāng)入射氣體的流速增加時，入射氣體在豎直圓管內(nèi)部的流速呈現(xiàn)“階梯式”衰減；氣體沿沖擊射流方向上，流速呈非線性衰減，突變的“臨界點”位于噴嘴與外管間距的1/2～5/6處，湍動能峰值位置則集中出現(xiàn)在1/4～1/3處；入射氣體依次經(jīng)過各個噴嘴時，氣體在各噴嘴中心平面徑向上的速度分布由“中心峰值”逐漸轉(zhuǎn)變?yōu)椤氨诿娣逯怠薄?/p>

沖擊；射流；SST湍流模型；湍流；邊界層

沖擊射流主要是流體在壓差作用下通過一個圓形或狹縫形噴嘴垂直(或呈一定傾角)地噴射到冷卻工件的表面上，從而使直接受到?jīng)_擊的區(qū)域產(chǎn)生很強的換熱效果[1]，以此滿足工件的某種性能、工藝要求或達到強烈換熱的目的。

沖擊射流出口的流速是近似均勻的，射流離開噴嘴表面后，射流的直徑不斷擴大，整個截面上速度逐漸呈現(xiàn)中間大，逐漸向邊緣減小的不均勻狀態(tài)，當(dāng)射流抵達被沖擊物體的壁面后，流體向四周沿壁面擴散。

隨著科技日新月異的快速發(fā)展和工業(yè)化進程的不斷加快，沖擊射流已經(jīng)廣泛應(yīng)用于材料、機械、航天、化工、電子等重點行業(yè)和關(guān)鍵領(lǐng)域，同時沖擊射流也成為國內(nèi)外學(xué)者研究的重要課題，并取得了豐碩的成果[2-10]。

Jambunathan等[7]通過不同實驗數(shù)據(jù)的對比，明確闡述了流動條件、幾何形狀以及湍流參數(shù)等流體狀態(tài)參數(shù)對沖擊射流過程中傳熱過程的影響。陳翼等[9]利用計算流體動力學(xué)軟件，采用K-epsilon和RNG K-epsilon模型，計算不同位置的氣體濃度分布，并結(jié)合實驗結(jié)果對比和分析，研究結(jié)果說明計算氣體混合擴散過程的數(shù)學(xué)模型真實可靠，并成功預(yù)測速度場和濃度場的分布，為射流混合器的設(shè)計提供理論依據(jù)。徐亮等[10]分別采用實驗和數(shù)值模擬方法研究噴嘴形狀和流體旋度對沖擊射流壓力損失和傳熱特性的影響，研究結(jié)果顯示，不同噴嘴形狀對應(yīng)的換熱效果主要取決于流體的Reynolds數(shù)和旋度的綜合效應(yīng)，流體的旋流越強，旋度越大，壓力損失相對較小，換熱的Nusselt數(shù)峰值越小，換熱效果更佳均勻。

本文以豎直圓管內(nèi)沖擊射流過程中流體的運動現(xiàn)象為研究對象，重點研究沖擊射流過程中流體的壓力損失、流速分布以及湍動能分布特性，探求沖擊射流過程中流體的流動特性，掌握其流動規(guī)律，為進一步研究傳熱、傳質(zhì)傳輸過程提供理論依據(jù)。

1 數(shù)學(xué)模型

1.1 控制方程

本文認定沖擊射流過程中流體介質(zhì)為牛頓流體，因此在沖擊射流過程中，流體滿足如下連續(xù)性方程和動量方程[11]：

1.2 基本假設(shè)

僅研究圓管內(nèi)流體的流動現(xiàn)象，忽略因輻射和對流傳熱現(xiàn)象對流動現(xiàn)象的影響。

不考慮溫度變化對流體及流動現(xiàn)象的影響。

內(nèi)外管壁均為光滑壁面。

1.3 幾何模型及網(wǎng)格化

本研究的幾何模型尺寸參見表1。經(jīng)網(wǎng)格無關(guān)性檢查與驗證，最終確定網(wǎng)格數(shù)量為198 920，且全部為六面體網(wǎng)格。幾何模型和網(wǎng)格化示意圖可參見圖1和圖2。

表1 幾何模型尺寸

外管管徑/mm內(nèi)管管徑/mm管長度/mm內(nèi)管壁厚/mm狹縫噴嘴寬度/mm狹縫噴嘴數(shù)量 10040350/350225

圖1 幾何模型

圖2 幾何模型網(wǎng)格化

1.4 流體的物性參數(shù)及數(shù)學(xué)模型的邊界條件

流體的物性參數(shù)參見表2。數(shù)學(xué)模型采用速度條件作為入口條件；出口則采用敞口條件，相對壓力為0；壁面條件是內(nèi)管和外管壁都是光滑的，且選用不滑移條件。

表2 流體的物性參數(shù)

流體介質(zhì)溫度/K密度/(kg·m-3)動力粘度/(Pa·s) 空氣3001.18518.31×10-6

1.5 湍流模型

一般來說，K-epsilon湍流模型是針對湍流發(fā)展非常充分的湍流流動來建立的，換言之，它是針對高Reynolds數(shù)的湍流計算模型，然而當(dāng)Reynolds數(shù)較低時，湍流的脈動影響不如粘性力的影響大，粘性力在壁面附近區(qū)域?qū)α黧w流動的影響不可忽視，K-epsilon湍流模型的計算結(jié)果與真實值之間偏差較大，這一點已經(jīng)得到了證實[12]。Shear Stress Transport湍流模型(又稱SST湍流模型)適用于壁面附近區(qū)域的湍流剪切力計算，可以有效提高結(jié)果的準(zhǔn)確性，這一點已經(jīng)被證實[13-14]。因此，為了提高近壁面區(qū)域計算的精準(zhǔn)性，本文選用Shear Stress Transport湍流模型。

2 計算結(jié)果分析與討論

2.1 計算結(jié)果驗證

沖擊射流過程中氣體的壓力損失主要是由流體微團相互碰撞，在流體中產(chǎn)生漩渦或摩擦，造成能量不斷損失和耗散，這種壓力損失主要發(fā)生在流動狀態(tài)急劇變化的急變流中。利用數(shù)值模擬計算壓力損失與理論公式計算結(jié)果進行對比，如圖3所示。

圖3 理論計算值與數(shù)值模擬計算結(jié)果對比

圖3顯示數(shù)值模擬的計算結(jié)果和理論公式計算值總體趨勢是一致的，且誤差在允許的范圍之內(nèi)，驗證了數(shù)學(xué)模型的可信度。由此可知，當(dāng)氣體入射速度由8 m/s增加至14 m/s時，壓力損失由93 Pa增加至287 Pa，壓力損失隨入射氣體流速的增加而增加。

2.2 內(nèi)管內(nèi)部氣體流動速度分布

圖4表示當(dāng)氣體的入射速度分別為8.0、9.5、11.0、12.5、14.0 m/s時，內(nèi)管內(nèi)部沿中心軸線上速度的分布情況?？傮w而言，內(nèi)管內(nèi)部的氣體流速呈現(xiàn)“階梯狀”下降趨勢，即射流氣體依次經(jīng)過噴嘴后，氣體的流速呈現(xiàn)逐級遞減的趨勢，其流速變化位置與噴嘴位置大體相同。在噴嘴之間，由于氣體流量相同，截面積相同，因此流速幾乎無任何變化，當(dāng)臨近噴嘴時，部分氣體經(jīng)噴嘴射出，氣體流量下降，因而流速降低，直至流速為零。隨著氣體入射速度的增加，氣體在管內(nèi)的流速明顯增加，但射流速度的增加，也使得氣體流速的下降率隨之增加，即氣體的入射速度越大，氣體在內(nèi)管內(nèi)中心軸線上的流速下降率越明顯。

圖4 內(nèi)管內(nèi)部沿中心軸線方向速度分布

氣體在內(nèi)管內(nèi)部中心軸線上的流動過程中，氣體流速變化呈現(xiàn)“階梯狀”下降趨勢，在內(nèi)管內(nèi)部臨近噴嘴附近的軸線方向上，氣體流速的變化呈現(xiàn)相同的趨勢，僅在臨近噴嘴位置時，流速變化差異很大。氣體沿中心軸線向下流動，臨近噴嘴位置時，流速呈現(xiàn)相對緩慢下降趨勢，而沿臨近噴嘴附近的軸線向下流動，臨近噴嘴位置時，流速先形成一個上峰值，而后形成“斷崖式”下降率，在剛經(jīng)過噴嘴位置后，形成一個下峰值，而后快速趨于平緩，氣體流速基本無變化。氣體在內(nèi)管內(nèi)部流動，依次經(jīng)過各個噴嘴時，其規(guī)律基本相同，如圖5所示。

圖5 內(nèi)管內(nèi)部沿噴嘴附近軸線方向速度分布

這一現(xiàn)象主要是由于氣體流動過程中，當(dāng)臨近噴嘴時，在噴嘴周圍區(qū)域產(chǎn)生壓差，宏觀上則體現(xiàn)為對內(nèi)管內(nèi)部氣體產(chǎn)生引流、卷吸作用，使沖擊射流的流速快速提高，并且在此作用下，內(nèi)管內(nèi)部的氣體流速快速下降，因此形成“斷崖式”下降率，而后快速趨于平緩。隨著氣體依次經(jīng)過噴嘴后，內(nèi)管內(nèi)部的氣體流量依次減少，氣體流速逐漸降低，內(nèi)管外部的氣體流量依次增加，外部氣體流量增加，因此壓差增加，引流、卷吸作用進一步增強，因此使其對內(nèi)管內(nèi)部臨近噴嘴位置的氣體抽吸能力增強。正如圖6所展示的，隨著氣體在圓管內(nèi)部流速的逐漸降低，其上峰值和“斷崖式”下降率越發(fā)明顯。

2.3 沖擊射流過程中氣體速度及湍動能分布

通過圖6可以分析，氣體在外管內(nèi)部沖擊射流過程中，氣體入射速度對氣體射流速度分布的影響。通過圖6中5幅流速變化曲線分布圖的對比可以看出，入射氣體依次經(jīng)過No.1~No.5狹縫噴嘴后，氣體脫離狹縫噴嘴時的流速明顯增加，并且在外管內(nèi)湍流沖擊射流過程中，氣體射流流速亦隨之增加；而且當(dāng)氣體自狹縫噴嘴脫離后，射流氣體會受到其他噴嘴噴出的氣體的擠壓、卷吸、流體微團的相互碰撞，粘性力等相互作用，此過程中能量不斷損失和耗散，因此，射流氣體的流速呈逐漸衰減的現(xiàn)象，且這種衰減是非線性的?？偨Y(jié)圖6中5幅氣體流速分布圖可知，當(dāng)氣體脫離狹縫噴嘴后，氣體射流速度衰減較快，直至噴嘴與外管間距的1/2~5/6時，氣體射流速度的衰減速率出現(xiàn)“臨界點”，而后，氣體射流速度衰減逐漸減緩，甚至開始呈現(xiàn)緩慢增加的趨勢。顯然，在臨界點前，流速的變化是由于靠近內(nèi)管外壁側(cè)的氣體豎直向下運動過程中，對射流氣體的擠壓、碰撞而引起的；在臨界點后，流速的變化則是由于臨近外管內(nèi)壁側(cè)氣體的粘性力起主導(dǎo)作用而產(chǎn)生的。

圖6 不同噴嘴位置沖擊過程中氣體速度的分布

圖7 不同噴嘴位置沖擊過程中氣體湍動能的分布

當(dāng)氣體的入射流速依次為8.0、9.5、11.0、12.5、14.0 m/s時，氣體在內(nèi)管和外管之間完成沖擊射流過程中，氣體的湍動能變化呈現(xiàn)先增加后下降的趨勢，且隨著氣體射流流速的增加，湍動能變化越發(fā)明顯；隨著氣體依次經(jīng)過各個噴嘴，湍動能顯現(xiàn)逐漸增加的現(xiàn)象。雖然氣體的流速增加，但氣體在沖擊射流過程中的湍動能峰值位置集中出現(xiàn)在1/4～1/3處，如圖7所示。

2.4 各噴嘴中心平面徑向上氣體速度分布

圖8表明了氣體進入內(nèi)管，依次通過各個狹縫噴嘴No.1~No.5后，在外管內(nèi)部形成沖擊射流過程中，氣體在各噴嘴中心平面徑向上流速分布的情況。通過圖8的5幅流速曲線分布圖對比可以發(fā)現(xiàn)：入射氣體完成流動過程中，在狹縫噴嘴No.1中心平面徑向上形成“中心峰值”，即氣體的峰值流速出現(xiàn)在內(nèi)管內(nèi)部的中心位置，流速向外管內(nèi)壁面處逐漸遞減，并呈軸對稱分布；隨著入射氣體依次經(jīng)過各個狹縫噴嘴后，氣體在噴嘴中心平面徑向上的“中心峰值”逐漸減弱，在內(nèi)管內(nèi)部的流速分布趨于平緩，且逐漸形成“壁面峰值”，即氣體的峰值流速出現(xiàn)在狹縫噴嘴附近，而氣體的最低流速則出現(xiàn)在內(nèi)管內(nèi)部中心位置，并呈軸對稱分布。另外，隨著氣體入射速度的增加，氣體在各噴嘴中心平面徑向上形成“中心峰值”和“壁面峰值”越發(fā)顯著。這也說明了在內(nèi)管內(nèi)部，氣體流量逐漸減少，相同截面積的情況下，氣體的流速逐漸降低，而在內(nèi)管外部，氣體的流量增加，對氣體的卷吸和引流作用增強，進而將沖擊射流的氣體流速提高。

圖8 噴嘴中心平面徑向上氣體的速度分布

2.5 氣體入射速度對低速流動區(qū)面積的影響

本文認定，當(dāng)氣體流動區(qū)域內(nèi)的流速≤0.4 m/s時，此流動區(qū)域被認定為低速流動區(qū)域(死區(qū))。一般而言，流體的湍動能越大，流速越高，說明氣體對該流動區(qū)域的卷吸、沖擊射流、擾流等作用的能力越強，對邊界層的破壞力越大，換熱能越強。

圖9是當(dāng)氣體入射流速依次為8.0、9.5、11.0、12.5、14.0 m/s時對應(yīng)的低速流動區(qū)域的面積依次為0.004 347、0.003 234、0.002 438、0.001 809、0.001427 m2。這說明低速流動區(qū)域的面積逐漸減小，氣體在流動區(qū)域內(nèi)的流速明顯提高，有助于提升換熱效率。

圖9 沖擊射流流速對低速流動區(qū)域面積的影響

3 結(jié)論

利用計算流體動力學(xué)方法，建立豎直圓管內(nèi)沖擊射流過程中氣體流動的數(shù)學(xué)模型，對氣體的流動現(xiàn)象進行深入研究，得到如下結(jié)論。

(1)沖擊射流過程中，氣體的壓力損失與氣體的入射流速關(guān)系密切，當(dāng)氣體的入射流速由8.0 m/s增加至14.0 m/s時，壓力損失由93 Pa增加至287 Pa，且這與理論公式計算的趨勢一致，計算結(jié)果也在偏差允許之內(nèi)，驗證了數(shù)學(xué)模型的準(zhǔn)確性。

(2)氣體的入射流速自8.0 m/s增加至14.0 m/s時，氣體沿內(nèi)管內(nèi)部中心軸線方向和沿噴嘴附近軸線方向運動，流速均呈現(xiàn)“階梯式”下降，沿噴嘴附近軸線方向運動的氣體在臨近噴嘴位置時，形成上峰值、“斷崖式”下降率和下峰值變化曲線，且氣體入射流速越大，曲線變化越顯著，此時的低速流動區(qū)域面積也由0.004 347 m2減少至0.001 427 m2。

(3)入射氣體依次經(jīng)過各個狹縫噴嘴時，氣體脫離噴嘴時的流速明顯增加，在外管內(nèi)沖擊射流過程中，氣體射流的流速呈非線性衰減現(xiàn)象，衰減速率的“臨界點”位于狹縫噴嘴與外管間距的1/2~5/6處，湍動能的峰值則出現(xiàn)在1/4~1/3處。

(4)沖擊射流過程中，隨著入射氣體依次經(jīng)過各個狹縫噴嘴后，氣體在噴嘴中心平面徑向上的流速分布由“中心峰值”逐漸轉(zhuǎn)變?yōu)椤氨诿娣逯怠?，且隨著氣體入射流速的增加，“中心峰值”和“壁面峰值”越發(fā)顯著。

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Numerical Analysis of Turbulent Fluid in Impinging Jet Process in Vertical Circular Tube

YANG Liu1, ZHANG Shuang2, WANG Qian3

（1.Jinzhou Tianyu Electric Furnace CO., LTD，Jinzhou 121000，China; 2.MCC Jingcheng Engineering Technology CO., Ltd, Beijing 100176, China;3.Jinzhou Qiqiqi Microelectronics CO., LTD, Jinzhou 121000, China）

The method of computational fluid dynamics is used to predict fluid flow in impinging jet process. The turbulent model is provided in this paper. The present computational results show good agreement with the theoretical data of pressure loss. When the velocity of the jet gas increases, gas velocity inside the tube decays in a “stepped” shape and gas velocity in the direction of the impinging jet is nonlinearly attenuated. The attenuation mutation is found in the direction of the distance between the slit nozzle and the wall of circle tube. The peak position of turbulent kinetic energy is concentrated in the direction of the distance. When the jet gas is flowing slit nozzles in turn, the circular velocity distribution of horizontal plate in different slit nozzles is determined by the “central peak”, which is gradually replaced by “wall peak”.

impinging jet process; SST turbulent model; turbulence; boundary layer

TK121

A

1674-3261(2021)02-0135-06

10.15916/j.issn1674-3261.2021.02.014

2020-07-26

楊柳(1985-)，男，遼寧錦州人，工程師，碩士。

責(zé)任編校：孫 林