馬曉旭， 田茂誠， 張冠敏， 冷學(xué)禮

(山東大學(xué) 能源與動力工程學(xué)院，濟南　250061)

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水平管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動的數(shù)值研究

馬曉旭， 田茂誠， 張冠敏， 冷學(xué)禮

(山東大學(xué) 能源與動力工程學(xué)院，濟南250061)

利用多場耦合有限元軟件ADINA，結(jié)合任意拉格朗日-歐拉(ALE)動網(wǎng)格方法，對水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動問題進行了數(shù)值模擬研究；重點考察了管結(jié)構(gòu)振動響應(yīng)特性及流型、體積含氣率β和分相折算速度等對激振力的影響。計算結(jié)果表明：管結(jié)構(gòu)動態(tài)響應(yīng)表現(xiàn)為低頻帶內(nèi)隨機振動和周期性振動的混合，響應(yīng)主頻隨分相折算速度的增加而逐漸增大。脈動激振力均方根值FRMS在環(huán)狀流時最大，長泡狀流時最?。沪略?0%～100%范圍內(nèi)且固定兩相平均流速時，F(xiàn)RMS隨β的增大而減小；FRMS隨分相折算速度的增加而增大。最后通過建立數(shù)學(xué)模型總結(jié)出了水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動的機理，并提出了針對性的減振措施。

氣液兩相流；誘導(dǎo)振動；流固耦合；脈動激振力；任意拉格朗日-歐拉法

流體誘導(dǎo)振動問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。這些振動會導(dǎo)致劇烈的噪聲及設(shè)備元件的損壞，嚴重影響設(shè)備的壽命和安全運行[1]，相反，利用流體誘導(dǎo)振動也能實現(xiàn)強化傳熱的目的[2-3]。因此為更好的預(yù)防和利用振動能量，很有必要對流體誘導(dǎo)振動機理及其影響因素進行深入研究。

目前針對管外流的研究較多，例如唐友剛等[4-5]對海洋油氣開發(fā)立管的渦激振動機理的系統(tǒng)研究，PETTIGREW等[6-7]綜述了氣液兩相流橫掠換熱管束誘導(dǎo)振動的機理及其各影響因素等。而對于氣液兩相流且流經(jīng)管內(nèi)時，因其各相密度和速度差異，導(dǎo)致各處流動形態(tài)復(fù)雜多變，在遇到彎頭、異徑管、三通等元件時，流體誘導(dǎo)的脈動激振力同樣會誘發(fā)極大振動。同時管內(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)振動問題的研究具有重要的現(xiàn)實意義和工程應(yīng)用價值，但是針對兩相流內(nèi)流激振的研究，尤其是利用計算流體動力學(xué)(CFD)的方法還比較少。

YIH等[8]較早對T形管內(nèi)氣液兩相流脈動激振力進行研究，發(fā)現(xiàn)頻譜圖的主頻要比管系統(tǒng)固有頻率低很多，因此認為兩相流不穩(wěn)定流動引起的激發(fā)作用在實際工程中不會造成太大的危害，沒有引起足夠的重視。而RIVERIN等[9]對內(nèi)徑為20.6 mm的U形和T形管進行了實驗研究，認為管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動不能忽略，并用韋伯數(shù)對作用力均方根值進行了關(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]實驗得出液體物理特性中的表面張力和黏度二項對管內(nèi)氣液彈狀流誘導(dǎo)激振力的影響很小。

隨著計算機技術(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，很少見到針對管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動(以下簡稱GLTP-FIV)問題數(shù)值模擬的報道。ADINA軟件以其穩(wěn)定的非線性求解方法、強大的多物理場耦合計算能力而被譽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，對水平管內(nèi)GLTP-FIV激振特性進行三維流固耦合數(shù)值計算；研究了水平管內(nèi)GLTP-FIV的動態(tài)響應(yīng)和脈動激振力特性，并對脈動激振力的影響因素進行了分析；系統(tǒng)探討了水平管內(nèi)GLTP-FIV激振機理及減振措施，以期對氣液兩相流運行下設(shè)備管道的防振設(shè)計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)振動問題，屬于典型的流固耦合過程。而因流固耦合邊界會發(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)坐標的網(wǎng)格運動算法，求解的基本未知量不僅包括壓力、速度，還包括位移。

流體運動采用黏性不可壓縮的Navier-Stokes方程來控制。在ALE坐標系下，流體域的連續(xù)性方程和動量方程描述如下：

(1)

動量方程：

(2)

σij=-pδij+2μeij

(3)

(4)

式中:ui、ωi分別為流體和網(wǎng)格運動的速度分量，ALE描述與Eulerian描述的區(qū)別在于將速度ui用相對速度ui-ωi替代。若ωi為零，即為純Eulerian系；若ωi等于流體質(zhì)點速度，即為純Lagrangian系。ρ為密度常數(shù)，p為壓力,μ為運動黏性系數(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)點的位移。流體均布力積分為集中力施加到結(jié)構(gòu)節(jié)點上。

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)的解達到收斂，迭代停止。一個時間步內(nèi)的基本迭代過程為[12]：①首先形成流體域的離散方程各項，因為流固耦合交界面處的流體速度等于對應(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，同時更新流體和固體網(wǎng)格邊界及網(wǎng)格速度。②計算流固耦合界面處固體域節(jié)點上的流體載荷。③形成固體域的離散方程各項，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350 mm，CD段長255 mm，彎頭曲率半徑OO′為50 mm，M點為脈動激振力及響應(yīng)輸出測點。

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為韋伯數(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，氣相折算速度選取從0.2 m/s到25 m/s中的10個工況。模擬工況覆蓋長泡狀流、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，管兩端施加簡支約束條件，彎管單元采用8節(jié)點3D solid單元，網(wǎng)格密度在線、面、體建模時依次設(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)振動問題為例，對數(shù)值模型的網(wǎng)格獨立性進行驗證，如表2所示。表中給出了激振力均方根值(FRMS)的對比結(jié)果。由表2可知，四種網(wǎng)格下的計算結(jié)果相差不大，網(wǎng)格C和網(wǎng)格D的數(shù)值計算結(jié)果偏差更是接近1%，表明當前網(wǎng)格密度對數(shù)值計算結(jié)果的影響很小，已達到網(wǎng)格獨立性；綜合考慮網(wǎng)格數(shù)量與計算精度，擇優(yōu)選取網(wǎng)格C的劃分方法。此時固體與流體計算域的有限元單元模型如圖3所示。其他流型均采用類似方法進行了網(wǎng)格獨立性驗證。

表2　usl=0.5 m/s且usg=1.5 m/s時網(wǎng)格獨立性驗證

圖3　計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準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算法(PISO)格式。數(shù)值求解時采用VOF模型對氣液自由界面流動進行追蹤，表面張力通過連續(xù)表面作用力(CSF)模型進行計算。

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um的變化及其與CARGNELUTTI[14]中理論模型的比較結(jié)果。

(9)

FRMS為脈動激振力的均方根值，通過下式計算：

(10)

式中，F(xiàn)i為激振力瞬時值，N是激振力瞬時值的數(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)值計算結(jié)果驗證Fig.4 The verification of numerical results

圖4(b)對比了彈狀流與環(huán)狀流激振力主頻fpeak的無量綱斯特勞哈爾數(shù)St的模擬與AZZOPARDI[15]中的實驗結(jié)果。

St=fpeakD/[um(1-β)]

(12)

式中，fpeak為脈動激振力的主頻，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)值計算結(jié)果與已有理論模型與實驗結(jié)果吻合良好，表明本文計算模型具有較可靠的數(shù)值精度。

3　結(jié)果與分析

3.1動態(tài)響應(yīng)特性

本文采用響應(yīng)加速度的功率譜密度(以下簡稱PSD)來表征管道振動的強弱。圖5(a)～(c)是液相折算速度為0.5 m/s時三種不同工況下，彎頭y方向加速度PSD圖。從圖中可以看出，兩相流管道振動加速度譜的成分復(fù)雜，振動譜線多分布在0～30 Hz，屬于低頻振動，峰值頻率多集中在0～5 Hz范圍內(nèi)。圖5(a)～(c)依次為長泡狀流、彈狀流和環(huán)狀流。長泡狀流下的PSD圖沒有明顯的尖峰，動態(tài)響應(yīng)表現(xiàn)為較窄頻帶下的隨機振動；當流體流動轉(zhuǎn)至彈狀流和環(huán)狀流時，功率譜圖有一個較高的尖峰，其它頻率處也存在一些相對較低的峰值，此時周期性振動成分占據(jù)主要作用。因此水平管內(nèi)兩相流誘導(dǎo)振動響應(yīng)表現(xiàn)為窄頻帶內(nèi)的隨機振動和周期性振動的混合。

圖6描述了彎頭x方向振動加速度峰值頻率(以下簡稱主頻)隨分相折算速度的變化規(guī)律。由圖可見，振動響應(yīng)主頻低于6 Hz，處于低頻振動范圍，相比其它流型長泡狀流的最低。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；說明分相折算速度對響應(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脈動激振力

氣液兩相流誘發(fā)的激振力是管系統(tǒng)振動的外部激勵，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，長泡狀流時的激振力較小，彈狀流次之，環(huán)狀流時激振力比長泡狀流大一個數(shù)量級。圖9中分相折算速度的影響分析進一步證實了流型的影響規(guī)律。分析原因可知，韋伯數(shù)較小時水平管內(nèi)兩相流流速較小，多為長泡狀流型，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量變化較小。

而由于彈狀流型下液塞對管道截面的阻塞作用，氣相的動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；另一部分通過氣彈前部與液塞尾部的動量交換轉(zhuǎn)化成液塞的動能，帶動液塞以接近氣相的速度加速前進。當氣彈內(nèi)的能量累積到使其慣性力大于液相重力時，液相在靠近管頂?shù)牟ǚ逄幈粨舸?，氣相在管中央成為連續(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；流動即轉(zhuǎn)變?yōu)榄h(huán)狀流。所以，環(huán)狀流時的流速更大，對壁面的沖擊力更強；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量值，同時由于環(huán)狀流氣液界面的擾動特性，單位時間內(nèi)彎管處液膜層的動量變化也遠大于氣彈的變化。

圖7　流型對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，脈動激振力隨體積含氣率的增加而降低，且平均流速越大時激振力降低速率越快。同一體積含氣率β下，脈動激振力隨平均流速的增加而增大。分析其原因，主要是因為當體積含氣率增大時，單位時間流過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量值，也減弱了液彈對管壁的沖擊作用。換個角度說明彎頭液相比重的增大，增加了兩相流動量波動的程度及對管壁的碰撞沖擊效應(yīng)。而當增加氣液平均流速時，兩相流質(zhì)量流量相應(yīng)增大，對管壁結(jié)構(gòu)的脈動沖擊變大；流速的增大也會加大管內(nèi)流體的湍流擾動強度和能量，相應(yīng)的增強了作用在管壁結(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對脈動激振力的影響見圖9。圖中可見，相同液相折算速度usl下，脈動激振力隨氣相折算速度的增加而增大，且增大的速率越來越快。固定氣相折算速度usg，液相折算速度越大的脈動激振力也越大。長泡狀流范圍內(nèi)激振力很小且波動較小，環(huán)狀流下的激振力最大，彈狀流次之。因為BLEVINS[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，激振力很大程度上與流速平方成正比。同時也是由環(huán)狀流的流動特性所決定，因為環(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量更大，其對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)振動原因及機理

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

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

流體系統(tǒng)內(nèi)動量總量的輸運公式為：

(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)壁面對流體的作用力Fpipe，二是控制體進出口端面壓力，所以

(15)

由動量定理可知，流體系統(tǒng)動量總量的時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，流體對管壁的激振力為

(18)

對于氣液兩相流，考慮均相流假設(shè)時，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]中激振力與流體動量的時間變化率有關(guān)的結(jié)論相一致。

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

上述兩項主要由氣液兩相流不穩(wěn)定性如速度、截面含氣率的波動和流向改變所決定。而當兩相流在流動轉(zhuǎn)向時，上述兩項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；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性引起。

(4) 是壓力項；即進出口端面壓差隨時間的波動。

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

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，可采取以下幾個措施以達到氣液兩相流管道減振的目的：

(1) 改變結(jié)構(gòu)參數(shù)

上述分析得出振動響應(yīng)是低頻振動(0～30 Hz)，其氣液兩相流激勵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減小管道的跨度、提高支承剛度和增加管道壁厚等來實現(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)以避開激振力較大的彈狀流和環(huán)狀流，同時也減弱了液彈或液膜對管道轉(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)值方法對水平彎管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動問題開展了三維非穩(wěn)態(tài)數(shù)值研究。在驗證數(shù)值模型可靠的基礎(chǔ)上，重點研究了誘導(dǎo)振動的響應(yīng)特性及脈動激振力的影響因素。最后探討了誘導(dǎo)振動的機理并提出了針對性的減振措施，主要結(jié)論如下：

(1) 利用ADINA流固耦合模型和VOF模型可以實現(xiàn)管內(nèi)氣液兩相流誘導(dǎo)振動的模擬，為進一步研究流體誘導(dǎo)振動問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)振動屬于低頻振動，動態(tài)響應(yīng)表現(xiàn)為窄頻帶內(nèi)隨機振動和周期性振動的混合。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，長泡狀流時最小。體積含氣率β在60%～100%范圍內(nèi)且固定兩相平均流速時，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)振動的原因及機理為：兩相流動量波動激振；轉(zhuǎn)向時液彈或液膜的碰撞沖擊效應(yīng)；進出口壓差波動激振。

(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)量等措施來實現(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)振動的機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)展計劃項目(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 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