程舒嫻, 李軍,2

(1.西安交通大學(xué)能源與動力工程學(xué)院, 710049, 西安; 2.先進(jìn)航空發(fā)動機(jī)協(xié)同創(chuàng)新中心, 100191, 北京)

渦輪的冷卻氣體通過渦輪葉柵主流通道與輪盤間的輪緣密封阻止高溫燃?xì)馊肭直P腔,防止由輪盤過熱而引起的安全問題,但是過多的冷卻氣體進(jìn)入主流與主流摻混將降低渦輪級的效率。因此,研究渦輪動靜間隙輪緣密封的燃?xì)馊肭謾C(jī)理及其影響因素,對于提高渦輪的氣動效率和運(yùn)行安全性具有重要意義。

科研人員已采用實驗測量和數(shù)值模擬的方法對渦輪輪緣密封的封嚴(yán)效率和燃?xì)馊肭肿饔脵C(jī)制開展了大量的研究[1]。Owen提出了旋轉(zhuǎn)誘導(dǎo)入侵和外環(huán)誘導(dǎo)入侵2種輪緣密封燃?xì)馊肭肿饔脵C(jī)制,并基于實驗數(shù)據(jù)和孔板流量模型建立了預(yù)測防止燃?xì)馊肭值淖钚±錃饬拷?jīng)驗公式[2-3]。馬宏偉等發(fā)展了兩步測量輪緣密封內(nèi)非定常流場的準(zhǔn)三維激光多普勒測速(LDV)技術(shù),結(jié)合鎖相方法獲得了不同靜動葉相對位置的封嚴(yán)和輪盤的周期性流場[4]。Roy等通過實驗測量了軸向輪緣密封的燃?xì)馊肭至鲃犹匦訹5]。張靈俊等采用穩(wěn)態(tài)和瞬態(tài)壓力測量以及CO2體積分?jǐn)?shù)法,在1.5級渦輪實驗臺上測量了動葉前腔的燃?xì)馊肭?發(fā)現(xiàn)動靜葉非定常相互作用引起的壓力脈動量和輪緣密封環(huán)內(nèi)外壓差對燃?xì)馊肭志哂兄匾绊慬6]。Wang等研究了基于單級整周輪緣密封模型的三維非定常流場,獲得了外盤腔大尺度渦流結(jié)構(gòu)和燃?xì)馊肭肿饔脵C(jī)制[7]。朱莉婭等通過動盤旋轉(zhuǎn)、封嚴(yán)冷氣和外環(huán)主流的3個特征速度,對透平級燃?xì)馊肭痔匦赃M(jìn)行了數(shù)值模擬研究[8]。吳康等對輪緣密封的燃?xì)馊肭痔匦赃M(jìn)行了實驗測量和數(shù)值模擬,指出輪緣密封增強(qiáng)了燃?xì)馊肭智皇业难爻虊簱p,可以提高封嚴(yán)效率[9]。陶加銀、高慶等通過基于附加示蹤變量法[10]的定常數(shù)值方法,研究了徑向輪緣燃?xì)馊肭痔匦院头鈬?yán)效率的變化規(guī)律[11-12]。Soghe等對軸向和徑向輪緣密封的封嚴(yán)效率進(jìn)行了數(shù)值研究,指出穩(wěn)態(tài)的凍結(jié)轉(zhuǎn)子方法結(jié)合孔板模型可以預(yù)測輪緣密封的流動特性[13]。Beard等基于實驗測量和數(shù)值分析的方法,研究了輪緣密封射流與主流相互作用下輪緣密封的非定常流動機(jī)理,發(fā)現(xiàn)輪緣密封射流流量和轉(zhuǎn)速對盤腔內(nèi)的流動影響較弱,通過封嚴(yán)處的壓差與流量近似成線性關(guān)系[14]。

以上都是針對靜葉、動葉間的輪緣密封開展的實驗與數(shù)值研究,獲得了動葉前腔室的流場形態(tài)和燃?xì)馊肭痔匦?而對于動葉下游腔室的輪緣密封尚缺乏實驗及數(shù)值研究。Patinios等設(shè)計了1.5級渦輪實驗臺,首次通過實驗測量了動葉前、后腔室的氣動參數(shù)和燃?xì)馊肭痔匦訹15]。本文在此基礎(chǔ)上對1.5級渦輪輪緣密封的燃?xì)馊肭痔匦院头鈬?yán)效率進(jìn)行了非定常數(shù)值計算,分析了動葉前、后盤腔內(nèi)部的流動結(jié)構(gòu)細(xì)節(jié)以及主流端壁處非定常變化的壓力場,并對變工況下的主流流動和后腔封嚴(yán)特性進(jìn)行了研究,以期為針對1.5級渦輪輪緣密封燃?xì)馊肭脂F(xiàn)象的進(jìn)一步數(shù)值研究提供參考。

1 計算方法與數(shù)值驗證

1.1 計算模型

利用Patinios等的1.5級渦輪實驗[15]進(jìn)行數(shù)值模型驗證,圖1為1.5級渦輪雙重徑向輪緣密封的子午流道圖,表1給出了1.5級渦輪雙重徑向密封的幾何參數(shù)。盤腔距葉片前、后緣均為5 mm,動葉前、后盤腔的幾何結(jié)構(gòu)相似,冷卻結(jié)構(gòu)為中心進(jìn)氣。

圖1 1.5級渦輪雙重徑向輪緣密封子午流道圖[15]

幾何參數(shù)量值/mm葉高h(yuǎn)25輪緣密封半徑b190盤腔軸向間距S20軸向間隙sc,ax2徑向間隙sc,rad1.28齒間軸向重疊間距soverlap1.86外盤腔高度hbuffer16.5

實驗[15]所采用的1.5級渦輪的第1列靜葉數(shù)為32,動葉數(shù)為48,第2列靜葉數(shù)為32?？紤]計算資源和滿足非定常計算中動、靜區(qū)域周向節(jié)距1∶1的要求,選取整圈模型的1/48作為計算區(qū)域,在節(jié)弦比保持不變的條件下,采用區(qū)域縮放(domain scaling)方法[16]進(jìn)行葉型縮放。圖2是葉型縮放前、后的對比圖;圖3是1.5級渦輪的計算網(wǎng)格,包括第1列靜葉、前腔、動葉、后腔,第2列靜葉,以及雙重徑向輪緣密封。主流通道與盤腔結(jié)構(gòu)均采用NUMECA-AUTOGRID軟件生成結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格,網(wǎng)格最小正交角度為34°,盤腔近壁面第一層網(wǎng)格厚度為0.003 mm,局部為0.001 mm,以滿足k-ωSST紊流模型[12]對壁面y+≤2的要求。

圖2 靜葉縮放前后葉型示意圖

圖3 具有雙重輪緣密封的1.5級渦輪計算網(wǎng)格圖

數(shù)值計算根據(jù)實驗工況[15]設(shè)定邊界條件。工質(zhì)采用理想氣體,主流進(jìn)氣給定質(zhì)量流量與總溫320 K,冷氣流進(jìn)氣給定質(zhì)量流量與總溫300 K,出口給定平均靜壓101 325 Pa。表2給出了計算邊界條件,其中旋轉(zhuǎn)雷諾數(shù)Reφ、軸向雷諾數(shù)Rew、主流流量系數(shù)CF和量綱一冷氣流量Φ0定義如下

Reφ=ρΩb2/u

(1)

Rew=ρWb/μ

(2)

CF=Rew/Reφ

(3)

(4)

為驗證網(wǎng)格無關(guān)性,在CF=0.34時,采用3套網(wǎng)格來計算主流的量綱一周向時均壓力差ΔCp,網(wǎng)格數(shù)分別為135萬、300萬和570萬。前腔上游2.5 mm主流端壁處ΔCp與網(wǎng)格數(shù)的關(guān)系如表3所示,可見當(dāng)總網(wǎng)格數(shù)達(dá)到300萬量級時,計算所得量綱一壓力差對于網(wǎng)格數(shù)已具有獨立性,且與實驗結(jié)果[15]相同,故本文計算模型的網(wǎng)格數(shù)取300萬。

表2 1.5級渦輪的計算邊界條件

表3 周向時均壓力差與網(wǎng)格數(shù)的關(guān)系

1.2 附加變量法

實驗[15]中采用CO2濃度法測量盤腔輪緣密封的封嚴(yán)效率,即在主流中加入一定濃度的CO2示蹤氣體,通過盤腔內(nèi)固定測點的示蹤氣體濃度來表征輪緣密封的封嚴(yán)效率。封嚴(yán)效率εc定義為[15]

εc=(cs-ca)/(c0-ca)

(5)

式中:ca是主流進(jìn)氣時的示蹤氣體濃度;cs是參考點的示蹤氣體濃度;c0是冷氣流進(jìn)口處的示蹤氣體濃度。

數(shù)值計算采用附加示蹤變量法和求解附加變量湍流輸運(yùn)方程來模擬示蹤氣體在主流通道和盤腔內(nèi)部的輸運(yùn)擴(kuò)散。附加變量方程描述了所關(guān)注的流體單元在計算域中的輸運(yùn)和擴(kuò)散過程,其標(biāo)量形式為

(6)

式中:φ為示蹤氣體的體積分?jǐn)?shù);Dφ為動能擴(kuò)散系數(shù)(此處選取常溫常壓下CO2在空氣中的擴(kuò)散系數(shù)值1.6×10-5m2/s);μt為湍流黏度;Sct為湍流施密特數(shù)。

計算中將冷氣進(jìn)口的附加變量設(shè)為1,主流進(jìn)口的設(shè)為0,即c0=1,ca=0;封嚴(yán)效率εc等于附加變量的值。

1.3 動靜交界面設(shè)置

葉輪機(jī)械模型中通常存在靜止域與旋轉(zhuǎn)域之間的坐標(biāo)系變化。受到計算模型的限制,當(dāng)盤腔設(shè)置為不同的計算域、給定不同的壁面邊界條件時,盤腔內(nèi)的流動計算結(jié)果在非定常運(yùn)算時會有較大的變化,因此合理選擇盤腔的動靜交界面位置是得到更符合實際的盤腔流動結(jié)構(gòu)的前提。下面將通過對不同計算域設(shè)置下前后盤腔內(nèi)速度、壓力的研究,選擇合適的動靜交界面位置。圖4所示為動靜交界面分別設(shè)置在前后盤腔密封進(jìn)口上、下游的4種模型示意圖。分別對這4種模型進(jìn)行非定常運(yùn)算,并與盤腔流動的實驗數(shù)據(jù)[15]進(jìn)行比較,以確定合適的動靜交界面位置。

圖4 不同動靜交界面模型的計算域設(shè)置

預(yù)旋比β、湍流系數(shù)λt和靜壓系數(shù)Cp定義為

β=vφ/(rΩ)

(7)

(8)

Cp=(pa-pref)/(0.5ρΩ2b2)

(9)

式中:vφ為氣流切向分速度;pa為當(dāng)?shù)貕毫?pref為參考壓力。

圖5 前腔預(yù)旋比與靜壓系數(shù)的徑向分布(CF=0.34, λt=0.007)

圖5給出了當(dāng)CF=0.34、λt=0.007、前腔為靜止域或旋轉(zhuǎn)域時,其內(nèi)部距靜盤表面0.25S(5 mm)處預(yù)旋比β和靜盤表面靜壓系數(shù)Cp沿徑向分布的實驗值與計算值的比較,從中可以看出,前腔為旋轉(zhuǎn)域時的計算結(jié)果與實驗結(jié)果基本一致。圖6給出了當(dāng)CF=0.34、λt=0.006、后腔為靜止域或旋轉(zhuǎn)域時,β和Cp沿徑向分布的實驗值與計算值的比較,從中可以看出,后腔為靜止域時的計算結(jié)果與實驗值基本吻合。此外,后腔靜止域模型和旋轉(zhuǎn)域模型的Cp計算結(jié)果與前腔的相比差異更大,后腔旋轉(zhuǎn)域模型的Cp值僅為實驗值的2/3;在冷氣進(jìn)口處,用前腔靜止域模型和后腔旋轉(zhuǎn)域模型計算所得的β值僅為實驗值的1/2。因此,本文計算中將前腔設(shè)置為旋轉(zhuǎn)域,后腔設(shè)置為靜止域,即將動靜交界面均設(shè)置在盤腔密封進(jìn)口的上游。

圖6 后腔預(yù)旋比與靜壓系數(shù)的徑向分布(CF=0.34, λt=0.006)

1.4 數(shù)值驗證

采用商業(yè)軟件ANSYS-CFX求解URANS方程,選取k-wSST紊流模型,對流項采用高精度離散格式,瞬態(tài)項采用二階迎風(fēng)后插法,時間步長設(shè)為2.77×10-5s,即動葉旋轉(zhuǎn)一個通道對應(yīng)15個物理時間步,計算循環(huán)內(nèi)迭代步數(shù)取10,動靜交界面選取Transient Rotor Stator。圖7所示為非定常計算中觀測點壓力和附加變量的變化,可以看出當(dāng)計算到1 500個時間步左右時,主流通道的壓力出現(xiàn)了明顯的周期性變化,壓力計算收斂,前腔的附加變量需要近4 000個時間步收斂,而當(dāng)計算到37 000個時間步左右時,后腔內(nèi)的附加變量才基本收斂。本文的非定常計算時均結(jié)果取計算收斂后3個通道內(nèi)45個瞬時值的時間平均。

(a)靜葉尾緣區(qū)域壓力觀測點

(b)動葉尾緣區(qū)域壓力觀測點

(c)動葉前腔內(nèi)附加變量觀測點

(d)動葉后腔內(nèi)附加變量觀測點圖7 非定常計算觀測點壓力和附加變量的變化

圖8給出了當(dāng)CF=0.34時,一個葉片通道內(nèi)第一列靜葉尾緣下游2.5 mm端壁a處和后腔密封進(jìn)口下游1.5 mm端壁d′處的靜壓系數(shù)Cp周向分布的實驗值與時均計算值的比較。由于靜葉尾跡和動葉前緣的存在,主流流道內(nèi)a處形成了近似正余弦曲線的周期性壓力波動。定義量綱一周向壓力差

圖8 主流周向壓力分布的實驗值與計算值比較

(10)

式中:Cp,max為周向最大量綱一壓力系數(shù);Cp,min為周向最小量綱一壓力系數(shù)。

a處的周向時均壓力差ΔCp約為0.27。在相同主流流量下,動葉下游的整體周向壓力波動小于第一列靜葉下游的波動,d′處的ΔCp值為0.07,僅為a處的1/4。a、d′處數(shù)值計算得到的周向壓力波動與實驗結(jié)果[15,17]吻合良好,說明數(shù)值計算能較準(zhǔn)確地模擬主流的周向壓力波動。

圖9給出了實驗工況[15]下前、后盤腔r/b=0.958時靜壁面處的封嚴(yán)效率εc隨冷氣量變化的計算值和實驗值比較,可以發(fā)現(xiàn)非定常計算得到的封嚴(yán)效率隨冷氣量的變化趨勢與實驗結(jié)果相同,但數(shù)值均大于實驗值。前腔數(shù)值計算的誤差在0.05左右,而后腔數(shù)值計算的最大誤差達(dá)到了0.2,這可能是由于計算所用紊流模型自身的局限引起的。后腔內(nèi)由于轉(zhuǎn)盤壁面的徑向出流阻礙了燃?xì)馊肭?故密封內(nèi)部流動更為復(fù)雜,使得數(shù)值模擬的難度進(jìn)一步加大。

圖9 前后盤腔封嚴(yán)效率的實驗值與計算值比較

2 結(jié)果分析

2.1 主流與盤腔的流動結(jié)構(gòu)

主流端壁的周向壓力波動導(dǎo)致的外環(huán)誘導(dǎo)入侵是燃?xì)馊肭值闹饕绊懸蛩刂弧?/p>

圖10 前后腔上下游主流周向平均壓力波動沿軸向的變化(CF=0.34, Φ0=0.007)

由于越靠近盤腔和下游葉片,受輪緣間隙內(nèi)流動及下游葉片壓力場的影響越大,所以圖10中a、c處下游的壓差波動棒不斷變長,即不同時刻的周向瞬時壓力差ΔCp,t的變化沿軸向逐漸增大。前腔壓差波動棒最長的位置在b處上游,后腔壓差波動棒最長的位置在輪緣間隙中接近靜盤的位置。b處上游壓差波動棒的長度遠(yuǎn)大于d處上游的,說明第一列靜葉尾跡流對動葉前緣壓力場影響較大,動、靜葉不同相對位置時周向瞬時壓力差變化大,而動葉尾跡對第二列靜葉前緣壓力場影響較小,且動葉尾跡流的影響沿軸向迅速衰減。

圖11給出了CF=0.34和Φ0=0.007時,第一級靜葉與動葉附近端壁面3個不同時刻(3個時刻各間隔3個時間步長,即間隔1.39×10-4s)的瞬時壓力分布和前腔輪緣間隙處的入侵出流區(qū)域分布。隨著動葉不停旋轉(zhuǎn),主流壓力場不斷變化,輪緣間隙處的入侵出流區(qū)域也相應(yīng)變化。如圖11所示,前腔輪緣間隙處的燃?xì)馊肭謪^(qū)與第一列靜葉尾跡高壓區(qū)一一對應(yīng),但并非完全位于靜葉尾跡高壓區(qū)。由于靜葉出口的切向速度較高,所以燃?xì)馊肭謪^(qū)與靜葉尾跡高壓區(qū)存在一定的相位差。大體上入侵出流區(qū)域并不隨著動葉的旋轉(zhuǎn)發(fā)生位置的變化,而是僅隨著動葉前緣高壓區(qū)的移動略微發(fā)生形狀改變。

圖11 第一級靜葉與動葉附近端壁面的瞬時壓力分布和前腔輪緣間隙處的入侵出流區(qū)域分布(CF=0.34, Φ0=0.007)

圖12給出了CF=0.34和Φ0=0.007時,動葉與第二列靜葉附近端壁面3個不同時刻的瞬時壓力分布和后腔輪緣間隙處的入侵出流區(qū)域分布。如圖12所示,后腔輪緣間隙處的燃?xì)馊肭謪^(qū)與動葉尾跡高壓區(qū)及第二列靜葉前緣高壓區(qū)一一對應(yīng),形成了較規(guī)整的四邊形入侵區(qū),入侵區(qū)域同時受動葉尾跡壓力場和靜葉前緣壓力場的影響,當(dāng)動葉尾跡與靜葉前緣相距較遠(yuǎn)時,入侵區(qū)相應(yīng)拉長。

圖12 動葉與第二級靜葉附近端壁面的瞬時壓力分布和前腔輪緣間隙處的入侵出流區(qū)域分布(CF=0.34, Φ0=0.007)

定義速度v′為

(11)

式中:vr為徑向分速度;vz為軸向分速度。在v′→0的區(qū)域,盤腔內(nèi)的軸向和徑向流速趨近于0,流動不受邊界層的影響,僅存在切向速度,為盤腔流動的旋轉(zhuǎn)核心區(qū)。

圖13和圖14所示分別為CF=0.34和Φ0=0.007時,前、后腔輪緣附近入侵與出流區(qū)域子午面的時均流場結(jié)構(gòu)。由于泵吸效應(yīng),輪緣處冷氣出流緊貼轉(zhuǎn)盤壁面,而燃?xì)馊肭志o貼靜盤壁面。對于前腔輪緣密封,主流氣體入侵不受轉(zhuǎn)盤壁面出流阻礙,可以較順利地沿靜盤壁面流入盤腔,而后腔輪緣間隙處由于轉(zhuǎn)盤在前,燃?xì)馊肭质艿睫D(zhuǎn)盤壁面出流的阻礙,無論入侵還是出流區(qū)域的子午面流場,在輪緣的軸向間隙內(nèi)均存在一個較前腔密封內(nèi)更為明顯的順時針渦,這處渦流增大了燃?xì)馊肭值牧鲃幼枇?使得后腔的燃?xì)馊肭至啃∮谇扒坏?。同時,由于渦系的影響,入侵氣流與冷卻氣流在后腔輪緣密封內(nèi)摻混力度增強(qiáng),周向不均勻的燃?xì)馊肭謱ΡP腔內(nèi)部流動的影響較小,后腔外腔入侵與出流區(qū)域子午面的流場結(jié)構(gòu)基本不變,而前腔在徑向密封間隙處,密封內(nèi)氣流的流動方向與速度均有很大不同。

圖13 前腔輪緣附近的入侵與出流區(qū)域子午面流場(CF=0.34, Φ0=0.007)

圖14 后腔輪緣附近的入侵與出流區(qū)域子午面流場(CF=0.34, Φ0=0.007)

2.2 前后腔輪緣密封的封嚴(yán)效率

前、后盤腔由于轉(zhuǎn)靜壁面位置的不同,其密封內(nèi)的流動結(jié)構(gòu)存在很大差異,而流動結(jié)構(gòu)的不同和主流壓力場的差異進(jìn)一步導(dǎo)致了前、后盤腔燃?xì)馊肭殖潭鹊牟煌?/p>

圖15、圖16分別為CF=0.34時,前、后盤腔周期面的時均封嚴(yán)效率εc的分布云圖。從整體來看,雙重密封結(jié)構(gòu)使得前后腔的內(nèi)腔封嚴(yán)效率均在某個較高的值,在較低的冷氣量下依然很好地保護(hù)了內(nèi)腔免受入侵燃?xì)獾挠绊?。前后腔的封?yán)效率εc均隨著冷氣量的增加而提高,但在相同冷氣量(Φ0=0.007)下,前腔的εc遠(yuǎn)低于后腔。從封嚴(yán)效率的云圖分布來看,冷氣量的變化基本不影響入侵燃?xì)獾谋P腔流動,后腔的入侵燃?xì)饩o貼靜盤壁面向下向外擴(kuò)散,而前腔則在輪緣密封徑向間隙出口處出現(xiàn)了明顯的示蹤氣體低濃度區(qū),此處入侵燃?xì)獠⑽催M(jìn)入靜盤壁面邊界層,而是與盤腔內(nèi)氣流劇烈摻混,在外盤腔頂部靜盤壁面附近形成三角形的低εc區(qū)。

圖15 前盤腔周期面的時均封嚴(yán)效率分布云圖

圖16 后盤腔周期面的時均封嚴(yán)效率分布云圖

圖17 前盤腔靜盤附近的瞬時封嚴(yán)效率分布云圖(CF=0.34, Φ0=0.007)

圖18 后盤腔靜盤附近的瞬時封嚴(yán)效率分布云圖(CF=0.34, Φ0=0.007)

圖17、圖18分別為CF=0.34和Φ0=0.007時,前、后盤腔距靜盤壁面1 mm處3個不同時刻(3個時刻各間隔3個時間步長,即間隔1.39×10-4s)的瞬時封嚴(yán)效率εc分布云圖,從中可以看出,前、后盤腔外腔頂部和底部的封嚴(yán)效率εc較小。由于動葉的轉(zhuǎn)動,主流高壓區(qū)域不斷變化,燃?xì)馊肭峙c冷氣出流的周向位置也在不斷變化,云圖中呈現(xiàn)出波浪形的εc分布。在外腔頂部存在周向不均勻的燃?xì)馊肭謪^(qū)域,前腔的封嚴(yán)效率εc在周向有著0.04左右的波動,而后腔的波動在0.01左右,較前腔輕微許多。同時比較3個不同時刻下的前、后腔頂部低封嚴(yán)效率區(qū),可以發(fā)現(xiàn)低封嚴(yán)效率區(qū)的周向位置均隨時間推進(jìn)不斷變化,其旋轉(zhuǎn)方向與透平動葉旋轉(zhuǎn)方向相反,且旋轉(zhuǎn)速度小于透平轉(zhuǎn)速。

2.3 變工況下后腔輪緣密封的封嚴(yán)效率

為了揭示變工況下端壁處的壓力變化對后腔的影響,圖19、圖20給出了3種不同主流流量時,一個葉片通道內(nèi)后腔密封進(jìn)口上游2.5 mm端壁c處以及下游2.5 mm端壁d處的時均靜壓系數(shù)Cp沿周向的分布。如圖所示,當(dāng)CF=0.34時,c、d處的周向壓力變化最小,隨著主流流量的增大,周向的壓力波動逐漸增大;當(dāng)主流流量較小時,c處的周向壓力波動約為d處的2倍以上,但當(dāng)CF=0.53時,c處的時均周向壓力波動小于d處的,此時c處的ΔCp約為0.57,d處的約為0.66。同時,c處壓力波動峰谷的周向位置隨著主流流量的增加基本不發(fā)生改變,但d處壓力波動峰谷的周向位置隨著主流流量的增加發(fā)生一定的偏移。

c:后腔上游2.5 mm處圖19 不同主流流量下后腔上游主流的周向壓力分布

d:后腔下游2.5 mm處圖20 不同主流流量下后腔下游主流的周向壓力分布

c:后腔上游2.5 mm處; c′:后腔上游1.5 mm處圖21 不同主流流量下后腔上游的周向壓力差

圖22 后腔轉(zhuǎn)靜盤壁面封嚴(yán)效率隨主流流量的變化

圖22給出了5種主流流量CF、Φ0=0.007時,后腔外盤腔r/b=0.958處轉(zhuǎn)、靜盤壁面封嚴(yán)效率εc的變化。由圖可見,當(dāng)冷氣量一定時,外盤腔轉(zhuǎn)、靜盤壁面的εc隨主流流量CF的增加而減小,但在靜盤壁面的εc接近0.4、轉(zhuǎn)盤壁面的εc接近0.7時,盤腔內(nèi)εc隨CF的變化逐漸趨緩,同時,轉(zhuǎn)、靜盤壁面封嚴(yán)效率差隨燃?xì)馊肭值脑鰪?qiáng)而增大。由于轉(zhuǎn)盤的泵吸效應(yīng),轉(zhuǎn)盤壁面邊界層內(nèi)的氣流沿徑向外流,使得轉(zhuǎn)盤壁面直接受到內(nèi)腔流出的冷氣保護(hù),故εc保持較高的值,而靜盤壁面邊界層內(nèi)的氣流沿徑向內(nèi)流,直接受到入侵燃?xì)獾挠绊?故εc較小。

3 結(jié) 論

本文采用求解三維URANS方程組的方法和SST紊流模型,對1.5級透平輪緣密封燃?xì)馊肭脂F(xiàn)象進(jìn)行了數(shù)值研究,并對變工況下后腔的封嚴(yán)特性進(jìn)行了分析,得出如下結(jié)論。

(1)受密封間隙影響,前、后腔端壁處的周向壓力波動從靜盤到轉(zhuǎn)盤不斷減小;由于轉(zhuǎn)盤邊界層冷氣出流的阻礙,后腔的燃?xì)馊肭殖潭冗h(yuǎn)小于前腔,且后腔的入侵燃?xì)馀c腔內(nèi)氣流混合更充分,封嚴(yán)效率沿周向變化較小。

(2)變工況下,動葉下游周向壓力差的開方與主流流量系數(shù)成正比;當(dāng)冷氣量不變時,隨著主流流量系數(shù)的增大,后腔密封的封嚴(yán)效率逐漸降低至0.4后變化趨緩。

參考文獻(xiàn):

[1] SCOBIE J A, SANGAN C M, OWEN J M, et al. Review of ingress in gas turbines [J]. ASME Journal of Engineering for Gas Turbines and Power, 2016, 138: 120801.

[2] OWEN J M. Prediction of ingestion through turbine rim seals: part I Rotationally induced ingress [J]. ASME Journal of Turbomachinery, 2011, 133: 031005.

[3] OWEN J M. Prediction of ingestion through turbine rim seals: part II Externally induced and combined ingress [J]. ASME Journal of Turbomachinery, 2011, 133: 031006.

[4] 馬宏偉, BOHN D E, DECKER A, 等. 渦輪級輪緣封嚴(yán)內(nèi)非定常流場的準(zhǔn)三維LDV測量 [J]. 航空動力學(xué)報, 2004, 19(4): 455-458.

MA Hongwei, BOHN D E, DECKER A, et al. Quasi-3D LDV measurements of unsteady flow field in a rim sealing of a turbine stage [J]. Journal of Aerospace Power, 2004, 19(4): 455-458.

[5] ROY R P, FEG J, NARZARY D, et al. Experimental on gas ingestion through axial-flow turbine rim seals [J]. ASME Journal of Engineering for Gas Turbines and Power, 2005, 127: 573-582.

[6] 張靈俊, 羅翔, 余鴻鵬, 等. 1.5級渦輪實驗臺前腔燃?xì)馊肭謱嶒?[J]. 航空動力學(xué)報, 2013, 28(12): 2746-2751.

ZHANG Ling-jun, LUO Xiang, YU Hong-peng, et al. Experiment on gas ingestion on forward disk cavity of 1.5 stage turbine rig [J]. Journal of Aerospace Power, 2013, 28(12): 2746-2751.

[7] WANG C Z, MATHIYALAGAN S P, JOHNSON B V, et al. Rim seal ingestion in a turbine stage from 360 degree time-dependent numerical simulations [J]. ASME Journal of Turbomachinery, 2014, 136: 031007.

[8] 朱莉婭, 羅翔, 徐國強(qiáng), 等. 渦輪級燃?xì)馊肭值睦碚摲治黾皵?shù)值模擬 [J]. 推進(jìn)技術(shù), 2014, 35(11): 1511-1516.

ZHU Liya, LUO Xiang, XU Guoqiang, et al. A theoretical and numerical study of turbine rim seal ingestion [J]. Journal of Propulsion Technology, 2014, 35(11): 1511-1516.

[9] 吳康, 任靜, 蔣洪德, 等. 整級透平中轉(zhuǎn)靜輪緣封嚴(yán)問題研究: I 封嚴(yán)與入侵 [J]. 工程熱物理學(xué)報, 2014, 35(5): 873-877.

WU Kang, REN Jing, JIANG Hongde, et al. Rotor-stator rim seal analysis in one stage gas turbine: part I Ingestion and seal [J]. Journal of Engineering Thermophysics, 2014, 35(5): 873-877.

[10] 陶加銀, 高慶, 宋立明, 等. 渦輪輪緣密封非定常主流入侵特性的數(shù)值研究 [J]. 西安交通大學(xué)學(xué)報, 2014, 48(1): 53-59.

TAO Jiayin, GAO Qing, SONG Liming, et al. Numerical investigations on unsteady mainstream ingestion characteristics of turbine rim seals [J]. Journal of Xi’an Jiaotong University, 2014, 48(1): 53-59.

[11] 高慶, 李軍. 徑向輪緣密封封嚴(yán)效率的數(shù)值研究 [J]. 西安交通大學(xué)學(xué)報, 2014, 48(9): 55-61.

GAO Qing, LI Jun. Numerical investigations for sealing efficiency of the turbine rim seal radial seal [J]. Journal of Xi’an Jiaotong University, 2014, 48(9): 55-61.

[12] 陶加銀, 高慶, 宋立明, 等. 基于附加示蹤變量法的渦輪輪緣密封非定常封嚴(yán)特性研究 [J]. 工程熱物理學(xué)報, 2014, 35(11): 2154-2158.

TAO Jia-yin, GAO Qing, SONG Li-ming, et al. Numerical investigations on the unsteady mainstream ingestion characteristics of turbine rim seals with additional passive tracer method [J]. Journal of Engineering Thermophysics, 2014, 35(11): 2154-2158.

[13] SOGHE R D, BIANCHINI C, SANGAN C M, et al. Numerical characterization of hot-gas ingestion through turbine rim seals [J]. ASME Journal of Engineering for Gas Turbines and Power, 2017, 139: 032602.

[14] BEARD P F, GAO F, CHANA K S, et al. Unsteady flow phenomena in turbine rim seals [J]. ASME Journal of Engineering for Gas Turbines and Power, 2017, 139: 032501.

[15] PATINIOS M, SCOBIE J A, SANGAN C M, et al. Measurements and modeling of ingress in a new 1.5-stage turbine research facility [J]. ASME Journal of Engineering for Gas Turbines and Power, 2017, 139: 012603.

[16] RAI M M. Three-dimensional Navier-Stokes simulations of turbine rotor-stator interaction: part 1 Methodology [J]. AIAA J Propulsion and Power, 1989, 5

(3): 305-311.

[17] SCOBIE J A, HUALCA P F, SANGAN C M, et al. Egress interaction through turbine rim seals: ASME Paper GT2017-64632 [R]. New York, USA: ASME, 2017.

[18] SCOBIE J A, SANGAN C M, OWEN J M, et al. Experimental measurements of hot gas ingestion through turbine rim seals at off-design conditions [J]. Proceedings of the Institution of Mechanical Engineers: Part A Journal of Power and Energy, 2014, 228(5): 491-507.