悬浮特性

悬浮特性（共4篇）

悬浮特性 篇1

0 引言

随着科学技术的快速进步,在航空航天领域、高纯度材料加工、硅晶片生产线以及微机电系统(MEMS)装配操作等方面都对传送方式和环境提出了更高的要求,如在操作环境要求高、产品零件特别小的工作环境中,传统的装配形式已不满足其要求,非接触操作和运输形式即近声场悬浮就应运而生。

就目前国内外科技发展状况而言,非接触悬浮主要分为气动悬浮、电磁悬浮、静电悬浮与超声悬浮等[1],其中超声悬浮因其无机械支撑、对悬浮体不产生附加效应、没有电磁学性质上的特殊要求、原则上可以悬浮任何物质等优点,逐渐成为工业操作和装配等领域的热门研究课题。根据产生机理,超声悬浮可分为驻波悬浮和近声场悬浮两种[1,2]。而近声场悬浮不需要反射器,理论上可达到比远场声悬浮更为可观的悬浮力,所以可以应用到更广阔的领域中。本文研究的对象是定子振动表面与悬浮物体之间挤压膜中的近声场作用。

南京航空航天大学机械结构力学与控制国家重点实验室研制的超声悬浮装置是利用兰杰文定子驱动的[3,4,5,6]。在实验过程中,通常先利用模拟分析方法和测振实验得出定子的自由振动驱动频率,在此频率的驱动下对不同质量的悬浮物(负载)进行悬浮实验。但是随着负载的增大,系统的固有频率也随之改变,固有频率的改变带来振动板振型的变化,在原来频率的驱动下,就会影响定子的振动效果从而降低系统产生的悬浮力。本文的目的就是从挤压膜悬浮理论的角度分析固有频率随负载的变化,以及不同驱动频率对负载变化的敏感度,从而指导悬浮实验或者有助于实际应用中获得较为准确的测试结果。

1 数学耦合模型

挤压膜结构模型如图1所示,被悬浮重物为一个外径为R的圆盘。当圆形定子做高频简谐振动时,会在定子表面与悬浮重物之间形成挤压膜,挤压膜中的近声场在定子振动的影响下,产生能够与重物重力相平衡的悬浮力,从而使悬浮重物悬浮起来,因此,本文研究的数学模型就是定子在挤压膜压力影响下与挤压膜在定子表面位移影响下的耦合系统。

流体的动量方程比较复杂,因此必须对模型进行一些合理的假设。在本文中挤压膜厚度与水平半径相比非常小,所以假设挤压膜中为层流[7],在厚度方向上压力梯度为零[8]。因此在柱坐标下定子振动方程和含有压力梯度的挤压膜雷诺方程分别为

式中,w、ρ、H、E、υ分别为圆板的轴向振动位移、密度、厚度、弹性模量和泊松比;t为时间;p为压力;pa、μ分别为环境压力和空气动力黏度;r为挤压膜和振动板的半径;h为半径r处的挤压膜厚度;ᐁ4为柱坐标下的拉普拉斯算子。

为把式(2)线性化,可设

式中,d为挤压膜稳定时的平均厚度;p*为压力差。

将上式代入式(2),线性化为

系统的边界条件如下:

(1)对于定子表面振动位移而言,在挤压膜外端为自由边界,弯矩和剪切力为零:

(2)在板的中心处,因为是轴对称结构,所以转角为零,且所有值都是有限值:

w|r=0=const (6)

(3)对于压力来说,在挤压膜外端,压力差为零:

p*=0 (8)

(4)在r=0处,压力差在半径方向上梯度为零:

为了分析方便,引入下列量纲一尺度进行量纲一化:

其中T为周期。将上述参数代入以上公式,则定子控制微分方程式(1)与挤压膜线性化雷诺方程式(3)变为

同时,边界条件变为

2 挤压膜压力解析式

本文求解系统数学耦合方程的方法是利用数学方法求解式(11),得出挤压膜压力的解析式,将解析式代入式(10),然后利用有限元法求解出定子表面在挤压膜压力作用下的位移以及压力分布。设

式中,ϕ、δ分别为位移和压力差的量纲一化的复振型。

代入式(10)和式(11)得

边界条件如下:

从式(22)可以看出,小参数出现在方程中的最高阶项上,所以不能用正则摄动法进行求解;从挤压膜模型也可以看出,压力在半径边缘处因为边界条件的关系会有明显的变化,因此要考虑采用渐近展开匹配法来求解式(22)[9]。设方程有外解和内解:在挤压膜内部的压力表达式为外解,边界处压力的解为内解。之后将两者进行匹配,最终形成整个半径上的压力表达式。

先求解外解表达式。将δ进行泰勒展开得

δ=δ0+εδ1+O(ε2) (29)

其中,O(ε2)表示式(29)的截断误差为二阶小参数量。将式(29)代入式(22),并忽略ε所在的小参数项,得出压力外解的表达式为

δ=ϕ (30)

可见此外解符合边界条件式(28)。

再考虑内解。在的边界,设

代入式(22),并取α=0.5,得到内解的形式为

式中,c1与c2为常数。

根据边界条件式(25)得到

根据匹配原理,内解在趋于0的值等于外解在趋于1的值,因此可以得出c1的值:

于是,径向压力分布表达式为

将式(32)代入式(20),即可得到定子在挤压膜影响下的控制方程:

3 数值模拟

前面对挤压膜雷诺方程式(2)进行了线性化处理,所以可以利用有限元法求解式(33)。通过分析发现,对于圆形的求解模型,如果利用常用的非协调的三角元进行数值求解其振型与模态频率,会引起比较大的误差,甚至随着网格的加密,误差反而增大。因此,本文利用一种对求解模型形状不敏感的改进过的TRUNC单元进行数值求解[10]。定子表面的网格划分情况如图2所示。

图2中每个三角元是以角点为节点、以节点的为基本未知数的九自由度单元。由Hamilton原理,利用TRUNC线性差值函数形成的单元刚度矩阵包含广义常应变刚度矩阵和广义变应变刚度矩阵,单元质量矩阵包括广义常应变质量矩阵和广义变应变质量矩阵。经过离散的微分方程成为

(K+F)x-ω2Mx=0 (34)

式中,K、M、F、x分别为离散过后的单元刚度矩阵、挤压膜施加的附加刚度矩阵、单元质量矩阵、节点位移向量;N为TRUNC单元的位移插值函数。

本文利用硬铝作为定子材料,E=72.0GPa,υ=0.3,ρ=2780.0kg/m3,H=0.005m,R=0.05m;大气压力pa=101 325Pa。对定子模型单元划分的数据如表1所示。

需要说明的是,本文采用的模型是利用兰杰文换能器激发圆形定子振动,只考虑弯曲振动的模态,因此只约束定子中心处随两个水平轴旋转的自由度。

图3和图4所示分别是求出的挤压膜厚度为60mm时一阶和二阶弯振模态下的位移振型和压力差沿径向变化的拟合曲线。可以看出,各阶的压力分布在径向上由于边界条件的影响比位移振型分别多一个节点。表2所示为定子在自由振动和有负载时驱动频率在不同挤压膜厚度情况下的变化情况。

(a)一阶弯振压力变化拟合曲线 (b)二阶弯振压力变化拟合曲线

定子不同模态时,挤压膜对相应共振频率的影响如图5所示。可以看出,一阶和二阶驱动频率都随着挤压膜厚度的减小而增大。挤压膜厚度减小,意味着悬浮物重量增大,即随着悬浮物重量的增大,系统的驱动频率也随着增大。而从图5可以看出,一阶模态在相同挤压膜厚度变化下的频率变化比二阶模态大。可知在实际应用挤压膜的系统中要尽可能使用较大的频率,以此来提高系统的频率稳定性。此外,当挤压膜厚度变小时,系统驱动频率变化曲线的曲率增大,意味着系统此时更加不稳定,在实际实验中要避免挤压膜厚度较小的情况发生。

(a)一阶弯振频率 (b)二阶弯振频率

4 结论

本文以分析不同挤压膜厚度情况下定子驱动频率的变化为目的,建立了圆形定子与挤压膜之间的耦合方程组,根据方程的特点,利用奇异摄动理论中的匹配渐近展开法对归一化的流体运动方程进行求解,求出挤压膜压力分布的解析式,形成振子在挤压膜影响下的微分控制方程;针对模型圆形结构,使用非常规板元(TRUNC)的改进列式对薄板控制方程进行数值求解,得出定子在弯振模态下的压力振型和位移振型;分析了挤压膜厚度变化时的频率特性。分析表明,振子的驱动频率随着悬浮物重量的增大而升高,随着驱动频率的增大,这种影响又逐渐减小;随着挤压膜厚度的减小系统出现不稳定的状况。因此,在实际的近声场应用中,要使系统的频率特性比较稳定,就要适当选择较大的驱动频率,同时避免挤压膜厚度过小引起测量误差。

参考文献

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悬浮特性 篇2

微胶囊相变材料(MPCM)是一种微米级颗粒,颗粒内核是相变材料,颗粒外壳通常用高分子聚合物.将这种颗粒悬浮在液体介质中,形成一种二元潜热型悬浮液.在相变材料发生相变时,相变悬浮液具有较大热容,且相变前后,冷却液体积和流动结构不发生变化.因此,这种冷却方式自从20世纪70年代末被提出后,受到了人们的广泛关注[1,2,3,4,5].

纳米流体是通过在液体中加入纳米量级的金属或金属氧化物颗粒而制成的一种悬浮液.作为一种传热工质,纳米流体具有热导率高,性能稳定,系统压降增量小等优点.自从1995年Choi[6]首次提出纳米流体的概念后,纳米流体在强化传热领域的应用得到了越来越多研究人员的重视[7,8,9,10].

鉴于相变悬浮液和纳米流体各自的传热特点,如果将纳米颗粒加入到相变悬浮液中,就可以得到一种包含两种颗粒的悬浮液,该悬浮液将同时拥有较高的热导率和较大的热容.以下简称这种新型悬浮液为NMPCM悬浮液,与单纯的相变悬浮液相比,使用这种NMPCM悬浮液作为传热工质的优势如下:

(1)纳米颗粒的加入提高了相变悬浮液的热导率,即使不考虑相变效果,相变悬浮液的传热能力也会因此而提高.

(2)热导率的提高可以使热量更快地由壁面传递到流场内部,使相变颗粒熔化得更快更充分,吸收潜热.

(3)研究表明[9,10]:纳米颗粒对对流换热系数的提高幅度比热导率的提高幅度更高,其机理目前还没有完全弄清,很多研究者认为纳米流体强化传热与颗粒的布朗运动,纳米颗粒表面吸附的薄液层等因素有关.因此在相变悬浮液中加入纳米颗粒,可从整体上提高相变悬浮液对流换热系数,当然,这还需通过对流换热实验进一步研究.

综上所述,NMPCM悬浮液是一种很具吸引力的新型传热工质,而了解这种新型悬浮液的流变特性对其实际应用而言至关重要.本文实验测量了NM-PCM悬浮液的流变特性,包括温度和纳米颗粒对其黏性系数的影响.

1 实验方法

在本文中,TiO2纳米颗粒和蒸馏水被用来制备纳米流体.制备过程是首先按比例将干燥的纳米颗粒加入到蒸馏水中,在此过程中利用磁力搅拌使纳米颗粒在水中分布均匀,为了打散纳米流体中的颗粒团聚,刚制备成的纳米流体要经过专用的珠磨机(Dyno Multi-Lab Mill,Willy A.Bachofen of Switzerland)进行大概4个小时的研磨,平均颗粒直径减至100 nm左右时才能使用.图1所示的是SEM显微镜下的纳米颗粒.

本文所选用的相变悬浮液为Ciba公司的PC200,相变微胶囊的平均直径为3μm,相变温度为26℃,颗粒的结构较为稳定,不易破裂.

在制备成纳米流体之后,将相变悬浮液和纳米流体按一定的浓度比例混合,然后利用磁力搅拌对悬浮液进行大概一小时的搅拌,得到分散均匀的NM-PCM悬浮液.通过观察可知,通过上述方法制备出来的悬浮液可以稳定的存在2周以上,图2所示的是NMPCM悬浮液中的颗粒分布,其中较大的颗粒是微米量级的相变颗粒,而相变颗粒表面的白点是纳米颗粒.

本文利用流变仪(Bohlin CVO rheometer,Malvern Instruments,UK)测量了NMPCM悬浮液的黏性系数.

2 结果和讨论

2.1 相变悬浮液的流变特性

本文首先测量了相变悬浮液的黏性,如图3所示,除了在起始段,相变悬浮液的黏性系数不随剪切力的变化而变化,说明在本文的研究条件下,体积浓度为5%和10%的两种相变悬浮液均可以被视为牛顿流体.

本文研究了温度对相变悬浮液黏性系数的影响.由图4可知,温度对悬浮液的黏性系数有着显著的影响,随着温度的升高,两种浓度的悬浮液黏性系数都快速下降.本文还测量了悬浮液与纯水(悬浮液的基液)的相对黏性系数随温度的变化,如图5所示,两种浓度下的相对黏性系数几乎不随温度的变化而变化,说明悬浮液的黏性系数随温度的变化趋势与水是一致的.值得注意的是图4和图5中所用的温度范围已经跨越了相变微胶囊的相变温度26℃,而悬浮液黏性系数的变化规律并没有因此而突变,说明相变微胶囊相变后能较好的保持结构完整性.

图6给出的是相变悬浮液和水的相对黏性系数随相变颗粒体积浓度的变化情况,同时给出的还有Vand模型[11]对悬浮液黏度的预测结果.

如图6所示,当体积浓度小于2.5%时,测量结果与Vand模型的预测结果符合得较好,但当浓度进一步提高时,悬浮液的黏度非线性增加,比模型的预测结果高出许多,这是因为Vand模型忽略了颗粒间的相互作用,不适用于浓度高的悬浮液.

2.2 NMPCM悬浮液的流变特性

为了研究纳米颗粒对相变悬浮液黏性的影响,本文将NMPCM悬浮液中的相变颗粒体积浓度固定为10%,只改变纳米颗粒的浓度.如图7所示,两种浓度下的NMPCM悬浮液黏度基本不随剪切应力的变化而变化,因此,本文研究的浓度范围内,NMPCM悬浮液可以被视为牛顿流体.

与相变悬浮液类似,NMPCM悬浮液的黏性系数随温度的增加而减小(见图8),而NMPCM悬浮液黏性系数与水黏性系数的比值,如图9所示,基本不随温度的变化而变化,这说明NMPCM悬浮液的黏性系数随温度的变化趋势与水是一致的,这个情况也与相变悬浮液类似.

图10所示的是纳米颗粒浓度对NMPCM悬浮液黏性的影响,其中μMPCM为体积浓度为10%的相变悬浮液黏性系数,由图可见,随着纳米颗粒浓度的增加,NMPCM悬浮液的黏性系数以非线性方式逐渐增加,当纳米颗粒浓度为5%时,NMPCM悬浮液黏度比体积浓度10%的相变悬浮液高出约23%.

通过以上的分析可知,纳米颗粒的加入并没有从本质上改变相变悬浮液的流变特性,只是提高了相变悬浮液的黏性系数,这说明应用于相变悬浮液的分析方法可以直接应用于NMPCM悬浮液;纳米颗粒的浓度对相变悬浮液黏性系数有较为显著的影响,在实际应用中,应综合考虑传热能力的提高以及压降的提高两个方面.

3 结论

本文实验研究了加入纳米颗粒的相变悬浮液的流变特性(NMPCM悬浮液).结果表明,在本文研究条件下NMPCM悬浮液仍可被视为牛顿流体,其黏性系数随温度变化的趋势与水一致.总的来说,纳米颗粒的加入并没有从本质上改变相变悬浮液的流变特性,只是悬浮液的黏性随纳米颗粒浓度的提高而提高.

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悬浮特性 篇3

超导磁悬浮 (Maglev) 车辆与传统轮轨车辆在动力学方面有2个明显的不同点:

一是磁悬浮列车的一系悬挂由电磁弹簧构成, 转向架和导轨不发生物理接触, 弹簧刚度随车辆速度及转向架载荷的变化而变化;

二是磁悬浮列车采用铰接式转向架。

本文以磁悬浮列车的形式研究磁悬浮车辆的动力学性能, 采用缩尺磁悬浮模型车辆动力学试验装置 (MAGMOX) , 对由几节车体和几台转向架构成的模型进行了试验和模拟计算, 本文将介绍相关研究结果。

2 磁悬浮车辆的动力学性能

2.1 磁力弹簧性能

传统钢制轮轨铁道车辆的一系悬挂由轴向螺旋弹簧构成, 而磁悬浮车辆的一系悬挂则由磁力弹簧构成, 使车载超导磁铁 (SCMs) 和连接在导轨侧壁的接地线圈相互作用。磁力弹簧悬挂车辆使车辆和导轨不发生物理接触, 磁力弹簧的刚度随车辆速度和转向架载荷而变化。普通弹簧的平移或角位移只产生相同自由度方向的单一力或力矩。相反, 如磁力弹簧产生横向位移则不仅产生横向反力, 而且还产生侧滚和摇头反作用力矩。磁力弹簧的这种耦合性能在纵向、垂向和点头运动时都会发生。磁悬浮车辆的横移和侧滚耦合非常强烈, 当低速通过曲线时, 对车辆的动力学性能有很大影响。

此外, 为减少振动, 传统车辆一系悬挂装有轴向减振器, 而磁悬浮车辆一系悬挂没有被动减振件, 这样, 与磁力弹簧性能相关的振动加速度峰值就很大。车辆以500km/h的速度运行, 在4Hz~5Hz时存在的这种峰值会极大地影响垂向乘坐舒适度。

2.2 铰接式转向架系统

磁悬浮车辆装用铰接式转向架, 即在两个相邻车体之间安装中间转向架 (不是装在列车前、后端的那种传统转向架) (图1) 。铰接式转向架可提高磁屏蔽效能, 降低车辆重心, 改善车辆动力学性能, 并减小空气阻力。二系悬挂由转向架4个角的空气弹簧、纵向拉杆以及车体与转向架间的垂向、横向减振器构成 (见图1中用蓝色斜体字标示) 。因为空气弹簧和减振器直接与车体相连, 所以两相邻车体间的力会通过铰接式转向架进行传递, 当然也会通过两车体间的车钩传递。因此, 采用铰接式转向架时, 相邻车体间力的传递与装用非铰接式转向架车体间力的传递是不同的。所以, 研究磁悬浮车辆动力学性能时, 研究对象通常是整列车而非单个车体。

3 列车动力学性能的模拟

3.1 计算模型

对3车编组的磁悬浮列车的车辆动力学性能进行了模拟。

磁悬浮车辆铰接式转向架的布置见图2。列车中的头车和尾车其一端与铰接式转向架相连, 另一端与非铰接式转向架相连。中间车的两端则都与铰接式转向架相连。铰接式转向架用空气弹簧与车体形成两点支承, 而非铰接式转向架与车体形成四点支承。所以, 头车和尾车的动力学性能与中间车的动力学性能是不同的。

对线性运动车辆来说, 可以建立下列形式的计算模型:

(1) 伸缩、浮沉和点头运动;

(2) 横移、侧滚和摇头运动。

本文计算模型主要以伸缩、浮沉和点头运动模型为主[2]。

图2为计算模型, 表1则列出了主要技术参数。在该计算模型中, 把车体和转向架均视为刚性体, 车辆数目可变, 所有中间车的技术参数都是一模一样的。

3.2 计算机模拟的结果

用上述计算模型对由5车编组的磁悬浮列车进行计算机模拟, 探讨了车钩在车上安装点高度和车体点头角加速度之间的关系, 还探讨了车体间点头减振器对改善乘坐舒适度的影响。计算过程中, 假设磁悬浮车辆以500km/h的恒速运行。

3.2.1 车钩安装高度和车体点头角加速度之间的关系

和传统车辆一样, 磁悬浮车辆相邻车体之间用车钩相连, 传递牵引力和纵向冲击力。磁悬浮车辆装用铰接式转向架, 在车体端部, 直接置于铰接式转向架上方的地板面高度比客车车厢地板面高。所以, 车钩安装高度要高于客车车厢地板面。用5车编组的列车计算模型, 通过变换车钩高度来探讨车钩高度与车体点头角加速度之间的关系。

把与客车车厢地板面安装高度相同的车钩作为比较对象, 改变车钩的安装高度, 以振幅为1 mm、频率为0.5Hz~80Hz的正弦波作为外部激扰, 计算频率响应。求出第3辆中间车的点头角加速度的均方根 (RMS) 值 (图3) 。

标准车钩安装高度和客车地板面的垂直间距在图3中用d表示。车钩安装高度与客车车厢地板面高度相同时, 点头角加速度的RMS值最大。RMS值随着在地板面之上或之下的垂直间距d值的增大而降低。

由于转向架上方有通过台以及设备等障碍物, 改变实际磁悬浮车辆的车钩安装高度是极为困难的。不过, 计算结果显示, 增大车钩安装高度与客车车厢地板面之间的距离, 是降低点头振动的一个可能方法。

3.2.2 车体间点头减振器对改善乘坐舒适度的作用

传统车辆在车体间安装的减振器可以把车体间相对角位移减至最低, 有助于提高车辆高速运行时的乘坐舒适度。现有磁悬浮车辆受结构和车钩安装点周围区域的空间限制, 在车体间并没有安装减振器。然而, 当车辆高速运行时, 把车体间相对角位移减至最低对提高磁悬浮列车的车辆动力学性能是有效的。假定车体间安装减振器, 并且减振器能产生与车体间相对角速度成正比的阻尼力矩 (点头减振器) 。本节将重点讨论上述情况下车辆的伸缩、浮沉和点头运动。点头减振器见图4。

建立5车编组的列车计算模型, 以图5所示的功率谱密度 (PSD) 特性模拟垂向导轨不平顺作为外部激扰进行了模拟计算。车体端部的垂向加速度PSD是从时域响应推出的 (图6) 。用第3辆中间车的端部垂向加速度计算出的乘坐舒适度等级, 讨论了点头减振器的影响。

图7给出了点头减振器阻尼系数对垂向乘坐舒适度等级的影响。由图7可知, 安装点头减振器与不安装点头减振器的车辆相比, 垂向乘坐舒适度最多可提高4dB。

4 利用MAGMOX再现磁悬浮列车的运动

4.1 MAGMOX的结构

4.1.1 试验装置

MAGMOX能够再现磁悬浮运行车辆的运动, 从而可以用于确认计算机模拟的结果和振动控制的效果[3,4]。初始装置由1个车体和2台转向架构成[3], 通过增加附件, 初始装置可以扩充为2.5个车体、3台转向架, 用于测试整列车 (图8) 。每台转向架和每个车体的主要计算参数与文献[3]所用的一样。因为在标准重力场中进行MAGMOX试验, 所以, 采用设定相同比律的方法, 使缩尺模型的加速度幅值与实际车辆的加速度幅值相符。因此, MAGMOX的振动频率是实际车辆的3.4倍。例如, 在一系悬挂相同的情况下, 5Hz的加速度峰值在1/12缩尺模型下对应的频率为17Hz。

改进二系悬挂可以提高MAGMOX的车辆运动性能[5]。图9为改进后的二系悬挂系统。

用液压驱动平台 (斯图尔特式平行连杆机构) 再现转向架的运动以及磁力弹簧性能, 后者仅用机械弹簧是难以再现的。此外, 将载荷传感器置于二系悬挂装置的底部, 用于测试车体和转向架之间的相互作用力。将这些载荷传感器测出的力用作转向架运动控制装置的反馈, MAGMOX就能再现车体和转向架的耦合运动。

再现这些耦合运动, 车体和转向架相互作用力的变化就构成了转向架实时运动的一部分。所以, 使用与螺旋弹簧平行安装的电磁作动器 (轴驱电机) , 二系悬挂就实现了振动的主动悬挂控制。

由于二系悬挂装置内、外有限空间的限制, 使用1/12缩尺车体进行本阶段的试验, 转向架只限于浮沉运动, 车体只限于浮沉和点头运动。对由3车编组的磁悬浮列车的车辆动力学性能进行了模拟。

4.1.2 扩充试验装置以测试整列车的性能

如上所述, 初始MAGMOX装置由1个车体和2台转向架构成, 而添加车体和1台转向架后MAG-MOX可再现整列车的运动。新制作了2种车体, 一种用于再现一端装用铰接式转向架而另一端装用非铰接式转向架的头车的运动;另一种与现有车体具有同样的技术参数, 用于再现两端都装用铰接式转向架的中间车的运动。新制作了1台转向架, 与另2台既有转向架一起安装在MAGMOX上, 受空间以及液压源最大输出能力的限制, MAGMOX不能再添加任何部件了。因此, 最后制作的新车体, 其长度只有中间车的一半。这半个车体的一端与铰接式转向架相连, 而另一端则用一根钢丝绳悬挂。

就像实际车辆一样, 车体间车钩两端都装有球形接头以免转动带来影响。为了探讨车体安装车钩位置变化对车辆动力学性能的影响, 考虑了编号为 (1) ~ (4) 的4个不同安装位置, 如图10所示。每个位置引起的车体点头运动转动轴的高度是不同的。车体间没有任何车钩时的状态记为安装位置 (5) 。图11给出了车钩处于安装位置 (4) 时的状况。

4.2 试验结果

对二系悬挂不采取任何振动控制的被动情况来说, MAGMOX试验再现了整列车的浮沉和点头运动。通过对比试验结果与模拟结果, 确认了整列车车辆动力学性能的再现情况。

MAGMOX转向架 (驱动平台) 用1个自由度来模拟, 以二系悬挂和导轨垂向不平顺外部激扰下的相互作用力作为输入。导轨的垂向不平顺与文献[3]完全相同。通过求解这种1个自由度系统的动力学方程, 实时计算出转向架的位移, 将其作为反馈来控制转向架的运动。

对上述5种车钩安装位置进行MAGMOX试验, 当系统在外部激扰输入下产生振动响应时, 测试车体和转向架的加速度。

图12为车钩处在安装位置 (4) 时, 1号车体前、后端垂向加速度的时域曲线。图13则给出了上述垂向加速度对应的PSD曲线。结果表明, 在一系悬挂相同的情况下, 车组加速度峰值大约出现在17Hz, 这与使用1个车体和2台转向架的装置的测试结果完全相符[5]。在5Hz~9Hz频率范围内出现的峰值可视为与二系悬挂对应的加速度峰值和与车体点头运动对应的加速度峰值的结合。

然后, 为确认整列车的车辆动力学性能, 对在车体间安装车钩和不安装车钩的情况分别进行试验, 以探讨车钩安装位置对车体点头角加速度的影响。

图14给出了车钩处于安装位置 (4) 和安装位置 (5) 时的点头角加速度的PSD曲线。对车体间不装任何车钩的情况 (5) , 与车体点头运动一致, 约8Hz时出现加速度峰值。然而, 车钩处于安装位置 (4) 时, 车体点头角加速度峰值降到几乎观察不到的程度。这一结果表明, 车体受车钩限制时, 其点头运动会降低。

还进行了其他试验, 以验证在与车体点头运动对应的8Hz附近, 车钩安装位置是如何影响上述点头角加速度峰值的。通过对上述峰值频率 (8.6 Hz~9.9Hz) 下的角加速度PSD进行积分, 计算出1号车体点头角加速度RMS值, 对车钩处于5种安装位置下的RMS值进行了比较。以不装任何车钩的情况 (5) 的RMS值作为对比基准, 结果见图15。

由图15可知, 车钩在4种安装位置情况下的车体点头角加速度RMS值, 都低于不安装车钩时的车体角加速度RMS值。此外, RMS值随车钩安装位置从车体中心向远处垂向移动而下降。这种变化趋势与前面所述的计算机模拟结果是一致的。

受安装空间所限, MAGMOX用的车钩并不是车辆的实际车钩。因此, MAGMOX的试验结果与实际车辆模型的计算机模拟结果无法在数值上完全一致。然而, 可与前一段所述的变化趋势进行定性的比较。

5 结论

本文以磁悬浮系统整列车的车辆动力学性能为研究目标, 探讨了车体浮沉和点头运动性能, 得出下列结论:

(1) 车辆动力学模拟结果表明, 车体间安装抗点头减振器对提高乘坐舒适度是有益的;

(2) 计算机模拟和MAGMOX试验得出的结果清楚地表明了车体间的车钩安装高度是如何影响车辆点头运动的。将试验装置扩充后, 可以测试整列车。测试结果表明, MAGMOX对检测磁悬浮列车的车辆动力学性能是行之有效的。

受车辆结构和设备安装空间的限制, 上述2个研究实例都难以应用于实际车辆。计算机模拟和MAG-MOX试验所得出的结果表明, 它们在再现实际磁悬浮系统的测试条件中是有效的。

以后将使用MAGMOX来研究应用各类控制原理降低磁悬浮列车振动的有效性, 以后的试验中将使用大尺寸车体模型, 以检测磁悬浮列车的伸缩、横移和侧滚运动。

译自《QR of RTRI》2012, №1, 52~58

参考文献

[1]Yoshioka, H.and Watanabe, K..Dynamic Characteristics of a Sidewall Magnetically Levitated Vehicle[J].RTRI Peport, 1994, 8 (10) :29-34 (in Japanese) .

[2]Yoshioka, H..Dynamic Model of Maglev Vehicle[J].RTRI Peport, 1988, 2 (6) :17-22 (in Japanese) .

[3]Suzuki, E., Watanabe, E., and Hoshino, H..Examination of Fundamental Characteristics of Vehicle Dynamics Using a Maglev Vehicle Model Experiment Apparatus[J].RTRI Report, 2008, 22 (11) :5-10 (in Japanese) .

悬浮特性 篇4

为了提高涡轮机内部热端部件的耐高温性能, 延长部件使用寿命, 常在其表面制备热障涂层;但常规工艺制备的热障涂层不能满足要求。悬浮液等离子喷涂技术 (SPS) 具有很大潜力:其基于大气等离子喷涂 (APS) 之上, 采用悬浮液送料取代固态粉末送料进行喷涂, 较好地解决了纳米及亚微米粉末直接送料喷涂困难的问题, 制备的涂层具有精细结构, 性能显著提高[1~3]。目前, 国内外关于悬浮液等离子喷涂层的性能研究较多, 而对其沉积机理的报道较少。本工作以6%~8%Y2O3-Zr O2 (YSZ) 粉末为原料制备悬浮液, 设计特殊的喷涂试验探讨SPS涂层的沉积机理, 研究了热循环过程中涂层的失效机理, 以期为其深入研究奠定基础。

1 试验

1.1 悬浮液的制备

将6%~8% (质量分数) Y2O3-Zr O2粉末 (YSZ, 粒径0.1~2.0μm) 与高分子表面活性剂聚乙二醇 (质量分数0.1%) 溶于体积分数50%的酒精中配成2 mol/L悬浮液, 采用氨水调节溶液p H值至9;室温下磁力搅拌, 直至溶剂中的YSZ粉末分散均匀。

1.2 热障涂层的制备

采用APS-3000等离子设备喷涂, ABB-IRB2400六轴机械手控制PQ-1J喷枪。喷涂Ni Cr Al Y合金粉制备热障涂层的粘结层, 送料速率 (40±2) g/min, 喷距120cm, 功率31.5 k W。悬浮液等离子喷涂时以Ar和N2为主气, H2为辅气, 功率为40 k W。悬浮液送料嘴在喷枪上的安装状况见图1。其中, 液料嘴的直径为0.20~0.25 mm, 液料嘴与等离子火焰喷嘴端面距离5 mm, 与等离子火焰轴心距离12 mm。悬浮液采用蠕动泵进行输送, 在喷涂过程中对其不间断搅拌以保证均匀性。

1.3 测试分析

(1) 悬浮液中YSZ的粒度分布

采用Mastersizer2000型激光粒度仪检测。

(2) 悬浮液雾化效果及粒子熔融状态

用盛有纯净水的容器收集等离子火焰雾化后的YSZ粒子[送料速率 (100±5) m L/min], 用S-4800扫描电镜 (SEM) 观察形貌。

(3) YSZ粒子在基体上的沉积状况

喷枪沿基体上方固定直线喷涂 (喷距70 mm, 移速500 mm/s) , 得到的喷涂层区域示意见图2。其中, A到D处为等离子焰心至外焰喷涂区域, B和C处为其中等分处, A, B间距3.5 mm。对各区域分别取样, 分别采用S-4800和JSM-5610LV扫描电镜 (SEM) 观察表面和断面形貌。

(4) 涂层的热循环测试

将3块试样 (φ40 mm×5mm) 置于电炉中, 1 000℃保温10 min, 取出迅速投入 (20±5) ℃水中淬冷, 为1次热循环周期。当试样出现裂纹、褶皱、起皮或剥离, 脱落面积达5%时即失效, 记录热循环次数, 并用LV100POL光学显微镜和JSM-5610LV扫描电镜 (SEM) 观察涂层表面和断面形貌。

2 结果与讨论

2.1 悬浮液中YSZ的粒度分布

悬浮液中YSZ粒度分布见图3。从图3可以看出:悬浮液中的YSZ粒径范围为0.417~5.754μm, 且3.311μm以下的占93.38%。结合YSZ原始粉末的粒度 (0.1~2.0μm) , 可知悬浮液中YSZ颗粒得到了较好分散。悬浮液中的固相粒子若分散不均匀, 送料时容易堵塞送料嘴而导致喷涂中止。喷涂过程中未发生送料嘴堵塞现象, 说明该悬浮液能满足持续有效送料。

2.2 悬浮液在等离子火焰中雾化熔融后的形貌

悬浮液中的YSZ粒子在等离子火焰中雾化熔融后主要有3种形态 (见图4) : (1) 表面光滑、呈规则球形的致密小球粒子, 随机统计50个, 直径在1~5μm内的占92%; (2) 呈不规则球形的疏松粒子, 其中有些已破裂, 可能是因为粒子的凝聚力较低, 当其从高温等离子焰流中冲入水溶液时, 即完成1个淬火过程, 这时会产生很大的热应力, 从而导致本身致密度不高的粒子发生破裂, 随机统计50个, 直径在8~17μm内; (3) 无定形的粒子, 这可能是原始粉末粒子或是第 (2) 种粒子在淬火过程中破碎所形成。悬浮液中部分YSZ颗粒在雾化时发生了团聚。

雾化后的粒子形貌与悬浮液液滴所处的焰流温度及速度有紧密联系[4,5]。为便于研究, 将等离子火焰温度区域划分为高温区 (3 000~10 000 K) 、中温区 (2 000~3 000 K) 和低温区 (1 000~2 000 K) [6]。焰流速度与温度相对应, 焰流温度越高, 速度越快。悬浮液在等离子火焰不同温度区域[7]的雾化粒子SEM形貌见图5。火焰对悬浮液的雾化效果可用Web准数表示[8]:

式中, We为Web准数, ρg为等离子气体密度, d为液滴直径, vc为等离子火焰速度, vl为液滴速度, σ为液滴表面张力。We越大, 液体越容易被雾化。由式 (1) 可看出:同种悬浮液火焰速度越快, 雾化效果越佳, 雾化液滴更细小。雾化后的液滴在火焰中液相会迅速蒸发, 表面张力作用使之收缩成球状。处在高温区的球状颗粒由于体积小且所受温度高, 很容易完全熔融, 得到致密球形粒子 (见图5a) ;与高温区相比, 中温区焰流速度和温度更低, 因而雾化效果差, 得到的球状颗粒较大, 不能完全熔融, 形成疏松多孔状球形粒子 (见图5b) ;在等离子火焰最外围的液滴既没有充分雾化, 也没有完全熔融, 最终成为无定形态的粒子 (见图5c) 。

2.3 雾化粒子在基体上的沉积状况

喷涂层表面的SEM形貌见图6。图6a, b, c, d分别对应图2中A, B, C, D。

等离子焰心喷扫的区域为完全熔融、彼此紧密搭接的扁平粒子组织, 单个扁平粒子直径分布在3~7μm, 厚度小于100 nm (见图6a) ;外焰喷涂区域基本观察不到扁平粒子, 涂层为大量未完全熔融组织, 表面分布开孔 (见图6d) ;介于两者间的区域则是这2种组织的梯度过渡区域 (见图6b, 6c) 。微观形貌也间接表明悬浮液在等离子火焰中的雾化状况:在等离子火焰焰心区域雾化得到的熔融球形粒子撞击基体后铺展成精细扁平粒子;外焰区域雾化得到的非完全熔融态粒子在撞击基体时铺展不明显, 导致涂层组织中分布开孔。

外焰喷扫区域除了未完全熔融的粒子外还有少量致密球形粒子, 形态与焰心处雾化的熔融粒子相似, 尺寸多分布在1.5μm左右 (见图6c, 6d) 。这主要是由于粒子在火焰中轨迹不固定[9], 焰心高温区的熔融粒子在撞击基体前很可能逸入外焰低温区, 由于低温区焰流速度小、温度低, 部分熔融粒子在撞击基体前就开始凝固, 最终以球状残留在涂层中。而球形粒子尺寸和原来收集到的雾化熔融球形粒子有一定差异, 可能是由于在收集雾化粒子时容器内水大量蒸发对等离子焰流产生干扰。焰心球形熔融粒子在撞击基体前若一直处于高温区, 撞击基体后会铺展成为扁平粒子。每个扁平粒子的形成过程都是独立的[10], 可根据熔融球形粒子和扁平粒子直径来计算扁平粒子厚度。为了便于计算, 将扁平粒子等效成圆形, 得出扁平粒子厚度为

式中, δ为扁平粒子厚度, R为熔融球形粒子的半径, r为扁平粒子的等效半径。结合涂层形貌, R取0.75μm, r取2.5μm, 计算得到扁平粒子厚度为90 nm, 这与图6a中观察到的扁平粒子厚度相吻合。

通过悬浮液雾化特性及涂层沉积状况, 可根据涂层性能要求调整涂层形貌与结构:将悬浮液送到等离子外焰, 得到大量未完全熔融的涂层组织;将悬浮液全部送入等离子焰心, 得到中扁平粒子比例大大增加的涂层组织, 这对提高涂层结合强度及硬度都十分有利。在实际喷涂中, 整个基体表面都要经过等离子火焰均匀喷扫, 每次外焰喷扫产生的开孔在下次内焰喷扫后被扁平粒子覆盖保留在涂层内部, 形成大量均匀弥散分布的闭孔 (见图7) , 这种微观结构可显著降低涂层热导率[11]。与常规APS涂层相比, SPS涂层断面为非层状结构, 无横向层间微裂纹, 这有助于提高涂层抗热震性。

2.4 涂层的热循环特性

悬浮液等离子喷涂热障涂层平均热循环114次后失效, 失效形式表现为边缘处涂层剥落。裂纹扩展是涂层脱落失效的直接原因, 在悬浮液等离子喷涂热障涂层中存在2种微裂纹, 即扁平粒子上的微裂纹和横穿多个扁平粒子的纵向裂纹[12]。涂层热循环不同次数后表面的SEM形貌见图8。可见, 随着热循环进行, 扁平粒子上的微裂纹首先发生愈合然后保持在稳定状态。裂纹愈合可能是在高温环境中陶瓷和周围气相发生反应生成新物质填充了裂纹[13];但在热循环中YSZ陶瓷层没有产生新相[12]。所以, 扁平粒子上的裂纹愈合并非被填充, 而是裂纹局部表面曲度变化所致, 实质是裂纹附近长程原子重排[14], 类似于烧结过程中孔隙的排出。原子扩散和重排也体现在涂层晶粒尺寸变化上, 20次热循环后涂层晶粒平均尺寸为95 nm, 60次热循环后增大至138 nm, 并且部分晶粒异常长大。

涂层热循环120次失效后表面光学显微形貌和断面SEM形貌见图9。涂层纵向裂纹随热循环进行而扩展, 经120次热循环失效后, 涂层表面纵向裂纹呈网状分布 (见图9a) ;且已扩展至陶瓷涂层内部, 扩展过程中基本没有发生偏转 (见图9b) 。涂层中除纵向裂纹外, 还有位于陶瓷层与粘结层界面处的横向裂纹, 横向裂纹扩展最终导致涂层脱落失效。当粘结层表面生成连续热生长氧化物时, 界面组织应力增大, 容易导致横向裂纹萌生[15];粘结层表面未观察到明显黑色热生长氧化物, 这主要是由于热循环试验中保温时间较短, 不足以使粘结层表面金属氧化。其横向裂纹萌生和扩展的动力主要来源于热循环试验中陶瓷层和粘结层间的热应力, 由于陶瓷层和粘结层热膨胀系数存在差异, 涂层纵向热应力大于横向热应力, 导致横向裂纹宽度较纵向裂纹宽。所以, 采用适当工艺或材料改善陶瓷层和粘结层间的热应力将会延长SPS涂层热循环寿命。

3 结论

(1) 制备的悬浮液分散效果较好, 93.38%YSZ粒子尺寸分布在0.417~3.311μm, 在喷涂过程中能够满足均匀持续有效送料的要求。

(2) 悬浮液经等离子火焰焰心雾化得到致密的熔融YSZ小球粒子, 经焰心加速撞击基体表面铺展成扁平粒子, 粒径3~7μm;悬浮液在外焰雾化后呈未完全熔融的疏松球状或无定形粒子, 撞击基体后铺展效应不明显, 堆积时易形成孔隙。改变悬浮液在等离子火焰中的雾化区域可改变涂层形貌, 进而获取不同性能涂层。

(3) 在热循环过程中, 扁平粒子表面的微裂纹发生愈合, 涂层晶粒长大。涂层表面纵向裂纹在热循环试验后扩展深入到涂层内部, 粘结层与陶瓷层间横向裂纹的萌生扩展导致SPS热障涂层最终脱落失效。

摘要：悬浮液等离子喷涂 (SPS) 较大气等离子喷涂 (APS) 具有诸多优势, 目前对SPS涂层沉积机理报道较少。采用6%8%Y2O3-ZrO2 (YSZ) 悬浮液送料进行等离子喷涂制备热障涂层, 利用激光粒度仪测试悬浮液中的YSZ粒度, 采用扫描电镜 (SEM) 、光学显微镜观察雾化粒子形貌和涂层的显微组织, 探讨涂层的热循环特性并分析其沉积机制。结果表明:悬浮液中93.38%的YSZ粒子尺寸在3.311μm以下;等离子火焰中雾化的YSZ粒子主要有熔融致密的小球状、未完全熔融的疏松球状和未熔融的原始无定形3种形态;喷涂时, 小球状粒子撞击基体表面后主要形成直径37μm的致密扁平粒子, 未完全熔融的疏松球状和无定形态粒子撞击基体时铺展不明显, 粒子堆积时容易形成孔隙;粘结层与陶瓷层间横向裂纹的萌生扩展导致热障涂层最终脱落失效。