流体分析（共12篇）
流体分析 篇1
氧化沟工艺是我国城市生活污水厂设计主要工艺之一。氧化沟处理系统的基本特征是曝气池呈封闭的沟渠型, 在这个系统当中污水和活性污泥混合液在其中循环流动, 因此又称“环形曝气池”[1], 在这个系统中放置了对搅动以及曝气进行方向控制的装置, 这个装置不仅仅可以为系统当中的混合液进行充氧, 还可以为这个系统提供很多的能量, 从反应器的角度上说, 氧化沟是一种连续的流环方式的反应器, 而且它具有着自己独特的优点, 如缓冲能力高、脱氮效果好、抗冲击负荷能力强等[2]。
氧化沟工艺的不足之处是普遍存在着池底积泥的现象, 往往使氧化沟工艺达不到理想效果[3]。因此为了完全推动混合沟内流体并曝气, 必须具有良好的转刷设计。由于沟内流动的复杂性, 对沟内流态的深入理解是必要的。
1 氧化沟水力学的研究现状
氧化沟污水处理系统的功能是受沟内流体状况影响的, 在一般的情况下, 推流装置以及曝气装置是对氧化沟内流体进行驱动的, 主要防止活性污泥沉降。
在经济以及技术上氧化沟有着较大的优势。然而在氧化沟的实际工程中, 由于不当的沟内设备运行, 会导致沟底积泥的产生。因此, 当前氧化沟污水处理系统的重点是怎样对水下推动器以及曝水转碟进行适当的调整, 了解水力流态的特点, 进而使得这个系统的运行是节能的、高效的, 以上方面的工作在建立污水厂、改造升级污水厂有着非常重要的作用。
2 氧化沟流体力学特性分析和水力计算
为使污泥以及水的混合液体能够进行充分的接触, 同时抑制其处在悬浮的状态, 需要保证氧化沟的沟内的速度达到一定的标准。通过对氧化沟提升水头和水头损失进行确定, 进而使得氧化沟处理系统这种工艺设计能够得到完善。一般情况下, 要求氧化沟沟内断面处的混合液的平均流速为0.3 m/s~0.5 m/s, 而且还要确保沟底的流速是不小于0.1 m/s的[4]。氧化沟处理系统当中的水下推进装置和曝气转刷为这个系统提供了循环动能。
2.1 提升水头
氧化沟当中因为水位差的存在导致系统当中水体以一种循环的方式流动, 水位差的来源是曝气转刷导致水头升高。赵星明[6]研究出了转刷浸没程度以及水头的浸没程度和线速度之间存在的关系是:
其中, I为转刷的浸没程度, m;h为曝气转刷的提升水头;γ为氧化沟水深, m;vγ为转刷的线速度, m/s;k, m, n为常数。
通过水流混合的推动力可以知道:
其中, Fr为污水处理系统的曝气转刷的混合推动力, kg/ (m·s) ;h为污水处理系统当中曝气转刷的提升水头, m。
通过式 (1) , 式 (2) 可以了解到, 如果氧化沟污水处理系统当中的沟内的水较深, 会导致沟内混合液的平均流速下降;推动力越大, 流速越快, 污泥在水体的悬浮与混合更充分。
2.2 氧化沟的水头损失
氧化沟当中的推动设备和转碟是导致氧化沟产生动能以及循环流量的原动力, 氧化沟沟内的混合液以循环方式流动会导致水头有一定的损失, 其中包含沿程水头损失和局部水头损失, 计算方式如下[2]。
2.2.1 沿程水头损失
通过分析明渠水力学可以对氧化沟的流态进行研究:
其中, n为沟壁粗糙系数;Q为沟内的流量, m3/s;C为谢才系数, 其中C=R1/6/n, m1/2/s;v为平均速度, m/s;R为水力的半径, m;A为水力断面面积, m2。
2.2.2 局部水头损失
氧化沟内局部水头损失包含水体循环一周当中的全部损失, 比如:涡流阻力等, 计算方式见下式:
其中, ζ为局部的阻力系数, 它将涡流阻力以及弯道的阻力系数等囊括在其内。
为了使得沟内的水和污泥的混合液能够以一种循环的方式流动, 沟内的推动装置以及沟内的转碟则需要消除局部以及沿程的总水头损失:
2.3 导流墙及挡流板
为了确保氧化沟的沟内没有污泥的沉积, 使得能量的损失降低, 需要在其中安装挡流板以及导流墙。通常需要将导流墙安装在氧化沟的弯道位置, 保证水流能够以平稳的方式转弯, 使得弯道内壁所受的冲击能够有所降低, 进而使得这个污水处理系统损失的能量有所减少, 将挡流板设置在直沟道的转碟附近的位置, 以保证横断面的流速是均匀分布的[1]。
2.4 分析氧化沟的水力流态
2.4.1 直沟道水力流动状况
1) 转碟处于运行状态下的直沟道。通过转碟的转动会导致水头的升高, 使得沟内有水位差产生, 水位差的出现会保证氧化沟当中的污水处于流动的状态。若沟深较大, 就会经过比较长的直线段以保证流速能够处于均匀的分布。所以, 在转碟之后的一段直沟的底端有很大的可能出现污泥。在实际工程当中, 会将挡流板设置在转碟的附近, 这样做是希望上层高速水流和下层水流在沟中能够以一种垂直的方式混合, 使沟底部以及沟内表面的流速梯度有所下降, 进而使得充氧效率提高。
2) 转碟未运行时的直沟道。在液流经过沟内转碟的上游和下游处的挡流板的时候, 紊动是比较严重的, 这就使得沟内的横断面的流速是均布的, 之后液流是会逐渐的趋于均匀, 但不一样的水深的位置仍然有流速梯度, 然而这个值和前段相比, 它的变化范围是比较小的。
2.4.2 弯道水力流动情况
在转弯的过程当中, 经过转碟转动的高速液流会在氧化沟的弯道处产生十分强烈的撞击, 这个时候在离心力、导流墙产生的引导力以及自身惯性力的作用下, 会导致外壁外侧的流速逐渐增高, 而其内侧的流速逐渐的降低, 导致内壁有污泥沉积, 在180°的弯道处, 因为液流的流动方向发生了很大的变化, 在横断面处产生环流, 进而导致螺旋流产生[8], 所以, 弯道后端的外侧和内侧会有沉积的污泥。在实际的工程当中, 为了使得沉积的污泥减少, 将导流墙设置在氧化沟的转折处, 保证水流以稳定的速度转弯。在多数的情况下, 在弯道的内侧设置导流墙, 以免离开弯道时中心墙侧的混合液的流动速度过低, 导致污泥出现下沉[9]。
3 计算流体力学建模原理
氧化沟是液体和固体两相流的反应装置, 液相的密度和固体的密度是十分相似的, 使用Fluent软件将流态简化[10]。氧化沟平面见图1。
3.1 流体流动控制方程
数学模型采用的控制方程如下:
连续方程:
动量方程:
紊动动能k方程:
G为产生项, 表达式为:
紊动能耗散率ε方程:
3.2 边界条件
3.2.1 曝气叶轮
在叶片半径之内这个区域的流体的流动速度和叶轮之间的相对速度是0。而其他的流体区域处在静止坐标系[10]。
3.2.2 进水口
通过无旋这种假设以及质量守恒定律可以知道, 假设流速是以一种均匀的方式分布的, 而在进水口的截面处, 耗散率、压力以及紊动动能也是以一种均匀的方式分布。
3.2.3 出水口
使用溢流这样的假定, 出口压力等于一个大气压。
3.2.4 自由水面
上部开口的表面是一种自由面, 不将水面波动考虑在内, 压力设定为大气压力值。水面的垂直流动速度是0, 而其他变量的法向梯度也是0。
3.2.5 底面和固壁面
垂向壁面的水平流速的法向梯度为0;底部壁面的垂向流速的法向梯度为0, 使用标准的壁面函数, 满足壁面质量通量为0的条件。
3.3 数值计算方法
将方程 (8) ~方程 (12) 写成通用形式:
通过使用负坡的线性化原则处理上述的方程源项, 进而确保稳定的数值解[11]。
4 讨论
给定以上方程组边界条件, 利用计算流体力学相应软件, 对上述方程进行求解[11]。分析耦合的计算结果。
根据各水深的流场图, 在对其进行转刷之后, 进入到弯道的第一个直道当中, 会有湍流的现象在水体的表面出现, 但是其沟底是比较平缓的。在弯道的位置, 在水体的表面和中部之间的位置, 也有湍流的现象出现, 会存在相对比较大的能耗区, 在通过弯道之后, 会有“死角”存在, 也就是说水体在水平方向有着比较小的流速, 进而导致混合液当中的活性污泥会存在一定程度的下沉。
根据各纵断面流场图, 在第一个直段当中, 因为沟内转刷的曝气的影响, 水体在垂直方向会存在大的流动, 并且在第二个直段的垂直流速会更大。在沟内的弯道位置, 会有比较大的垂直的涡流状况, 在这个直段有着较大的流速损失, 靠近中心墙壁处有一回水区, 避免了水中活性污泥过快下沉。
通过对各种不同工况的模拟, 对氧化沟当中的水体流动以及混合状态进行仿真的模拟。对这种系统当中沟道的内部设计进行修正, 就可以对氧化沟的多种工况流场分布进行预测, 对比多种工况, 防止污泥的下沉, 对优化氧化沟当中的设备配置, 降低工程造价, 节约运行成本有着十分重要的意义[1]。
5 结语
通过氧化沟水力计算分析, 模拟计算氧化沟当中的水体流动情况, 在计算氧化沟当中的水体流场的时候使用k—ε模型, 在分析流场的基础之上, 能够对沟内的紊动以及流动状况进行更加准确的分析, 还可以判断当中是否有“死角”, 以致污泥存在着局部的下沉, 提供了一定的参考数据, 进而对多种状态下的流场进行比较精确的预判, 可以对潜水推流设备以及表面曝气机进行有效的整合, 在实际的工艺运行以及系统的优化设计当中有着十分重要的意义。
流体分析 篇2
微通道内流体流动及换热特性的数值分析
采用Navier-Stokes方程与滑移边界条件联立的理论分析模型,对等壁温、等热流及无温度梯度工况下,气体在微通道中的.流速分布、阻力系数变化趋势(Cf・Re)和传热特性(努塞尔数)进行了数值研究.结果表明:气体稀薄效应可显著减小管内的摩擦阻力和努塞尔数,增大气体流速;壁面的速度滑移和温度跳跃对微圆管内换热特性的影响相反,温度跳跃的影响更大;等热流加热与等壁温加热两种情况下,努塞尔数随克努森数的变化趋势明显不同.
作 者：张力 闫云飞 高振宇 Zhang Li Yan Yunfei Gao Zhenyu 作者单位：重庆大学,重庆,400030刊 名：中国机械工程 ISTIC PKU英文刊名：CHINA MECHANICAL ENGINEERING年，卷(期)：18(16)分类号：O35关键词：微通道 速度滑移 温度跳跃 克努森数 努塞尔数
流体分析 篇3
关键词：流体仿真软件 工控机 散热分析
中图分类号：TP391.9 文献标识码：A 文章编号：1007-3973（2012）003-100-031 工控机应用领域及设计要求
工控机是一种加固的增强型个人计算机，它作为一个工业控制器在工业环境中可靠运行，目前广泛运用于工业及人们生活的方方面面，例如：控制现场、路桥控制收费系统、医疗仪器、环境保护监测、通讯保障、智能交通管控系统、楼宇监控安防、语音呼叫中心、排队机、POS柜台收银机、数控机床、加油机、金融信息处理、石化数据采集处理、物探、野外便携作业、环保、军工、电力、铁路、高速公路、航天、地铁、智能楼宇、户外广告等等领域。工控机与一般家用及商用PC机相比，使用环境较为特殊，经常在高温、振动、粉尘、高电磁干扰、供电条件不好的环境中运行，并且大多是7€?4小时不间断连续运行的，因此对其稳定性及其连续工作的能力有着更高的要求，对其散热、防尘、防电磁干扰、防振等方面也有着与普通商用PC机不同的设计理念。本文主要通过采用solidworks flow simulation 流体仿真软件在工控机开发过程中来进行散热分析的实例，探讨在产品设计阶段计算机辅助工程（CAE）软件所起的显著作用。
2 SolidWorks Flow Simulation软件在产品开发中的作用
在电子产品的开发中，保证产品的热稳定性，使产品有更好的散热性能，能保证电子产品稳定长期的运行，延长电子产品的使用寿命。在以往的产品开发中，我们往往是先根据设计做出产品的样品，然后根据样品做各种热学试验，再针对试验结果做出修改，相对费时费力。现在随着计算机性能的大幅提高，采用多种多样的计算机辅助工程（CAE）软件可以在产品制造前预先发现潜在的问题来进行修正，由此可以缩短设计和分析的循环周期，从而达到降低成本，缩短产品上市周期的效果。利用Solidworks Flow Simulation 流体仿真软件进行某型号工控机散热的有限元分析，不需要做出产品的样品，直接利用设计模型采用虚拟样机的形式做热学仿真，来对产品的设计进行验证和改良，可以显著提高效率，降低成本，缩短产品上市周期。q Solidworks Flow Simulation软件是一款基于SolidWorks软件的计算流体力学软件，该软件与SolidWorks紧密集成，设计师在SolidWorks中设计的模型，可以直接用于流体仿真。该软件去除了计算流体力学的复杂性。您可以轻松快捷地仿真对成功设计至关重要的流体流动、传热和流体作用力，仿真真实条件下的流体和气体流动，运行“假设条件”情况，并快速分析浸润零部件或周围零部件上的流体流动、传热和相关作用力的影响。可以对设计变型进行比较以作出更好的决策，从而获得具有卓越性能的产品。
3 SolidWorks Flow Simulation软件进行散热分析的一般过程
下面我们以一款开发中的工控机为例，借助Solidworks Flow Simulation软件进行流体仿真，对产品进行散热分析。
首先，我们打开工控机模型，为了简化模型，我们将压缩风扇及其它复杂的特征，以节省计算时间。我们使用wizard（向导）来创建一个算例。 按照下面的属性新建一个项目： 下面我们指定材料给电子元件，右键单击input data下的solid materials 选择 insert solidworks material （插入固体材料）。把solidworks database里面的材料指定给电子元件。 PCB板我们指定为PCB 4-layers ，IC指定为gold ，散热器指定为aluminum ，电阻指定为silicon， 电容指定为copper。任何未指定材料的部分我们视为insulator（绝热体）。 接下来我们指定工控机的heat source （热源）。在没有边界条件也没有指定风扇的曲面上或是固体流体的介质中我们都可以指定heat source。在surface source中 如果不考虑heat transfer in solids （固体中的传热），我们可以在固体曲面一heat transfer rate （传热率）和heat flux（热通量）的形式指定热源，如果考虑heat transfer in solids我们可以在固体曲面一heat generation rate （产热率）和surface heat generation rate （曲面产热率）的形式指定热源，在两种情况下正的代表产热，负的代表吸热。
在flow simulation 菜单中，右键单击算例名称并选择自定义树，然后选择heat source。
在flow simulation菜单中选择insert，surface source。右键单击heat sources图标，选择insert volume source（插入体积源） 选择ic 在heat generation rate（产热率选项）中输入功率5w，ok确定，然后按照此步骤一次定义电阻、电容、CPU等的产热率。 接下来我们定义fans风扇，在此我们为了节约计算时间，简化模型，设置一个虚拟风扇。
建立一个风扇，右键单击fans图标，选择insert fan 在type类型中，选着external inlet fan（外部入口风扇），选着工控机壳的后面为虚拟风扇入口，工控机壳两侧为散热排气口，在风扇的类型中我们选着fan curves风扇曲线，papst德国一家风扇制造商，dc-axial轴流直流电型风扇，series 400系列，405型号。对inlet flow parameters （入口流动参数）和（thermodynamic parameters）热力学参数保留默认值。 单击RUN 系统将进行计算，分析散热结果。
我们可以看到产品的很多热学分析结果。产品的任何一个截面的温度分布图，产品的任何一个表面的温度分布图，空气在工控机的流动轨迹，热在产品内部的传导等，我们还可以看到solidworks flow simulation为我们显示的空气流动，热流动等的动画演示。 可以看到产品IC的最大温度可以达到351开尔文，产品的热学性能符合要求。软件同时还会给出详细的结果报表，在此不一一详列。
由本实例可以看出，使用SolidWorks Flow Simulation软件，可以大大的缩短了设计后由于考虑流体及热方面因素所需的工时，显著降低了设计及生产成本。使用SolidWorks Flow Simulation软件进行散热分析的一般过程如下：
(1)使用SolidWorks 3D CAD软件设计产品模型。
(2)利用SolidWorks Flow Simulation软件打开产品模型，新建项目，设置参数。
(3)指定材料给产品各元件。
(4)指定产品的热源，定义各元件产热率，设置各参数。
(5)定义风扇，设置相关参数。
(6)定义工程目标，开始计算。
(7)根据分析报表修改设计。
4 结语
采用本软件进行工控机的散热分析，通过计算机辅助工程软件的虚拟现实分析功能，可以在设计阶段直接找出产品设计在散热特性方面存在的问题，从而加以改进，为后期加工工艺的制定和改进奠定更加精确和完善的基础。这样可以节约成本，加快产品设计周期，在工业设计领域必将得到广泛的应用，应用领域也不会局限于工控机设计领域。
参考文献：
[1] 陈超祥.Solidworks Flow Simulation高级教程(2011版)[M].北京:机械工业出版社,2011.
[2] 李大磊.Solidworks高级功能与工程应用[M].北京:北京邮电大学出版社.2009.
水土界面内外流体运动特征分析 篇4
在实验研究之外，国内外科学者还运用数值模拟的方法，对多孔介质孔隙表面内部流场进行了一些研究。Breugem等[9]对多孔介质表面的紊流结构进行了数值模拟分析，指出多孔介质边界会轻微削弱紊动交换。马坤[10]采用数值方法，研究了多孔介质的骨架形状对其内部湍流流场的影响。事实上，“主流区”与“孔隙流”，二者是相互影响、作用，共同产生水土冲蚀动力，目前尚无系统的、直接针对此方面的数值模拟研究。对此开展研究，将有助于进一步完善水沙界面处的泥沙输移机理和水土流失理论。本文基于FLUENT软件，对多孔介质表层及其内部的流场进行了直观的分析，重点分析水土界面内外流体的交换特征。
1 模型建立
基于Pokrajac等人[11]的模型试验，建立二维计算模型(如图1)，其水槽长度为6 m、高度0.5 m，中部安装4层圆形颗粒以形成透水的多孔介质底床。水槽左端为水流入口，水槽右端为斜坡式尾水堰，其堰高可调整以控制水深，并可消减水槽中可能产生的波浪或回流。水深为0.32 m(以水槽底部为基准)。圆形颗粒直径2 cm，颗粒中心距为3 cm，铺设长度1.05 m，圆柱体以立方堆积形式排列，且在上、下游进行阶梯状布置，使水流平缓过渡。
A为水流入口;B为水槽;C为多孔介质试验段(规则排列的圆柱体);D为尾水堰
模型的边界条件:水流入口采用速度入口，指定入口速度为0.03 m/s;尾水堰上方为水流出口，设为压力出口，水槽上方边界采用压力入口，指定入口压力为一个标准大气压;水流自由表面通过压力法确定，密度参考点定在水槽右上角的空气区域，参考点密度指定为空气密度。各边界条件上的紊动动能和紊动耗散速率由经验公式确定。
本文采用基于压力的非恒定流求解器，标准k-ε双方程紊流模型，VOF方法跟踪流体的自由表面。压力流速耦合求解采用PISO算法，压力插值方式为PRESTO!格式，动能、紊动动能以及紊动耗散速率的离散均采用一阶迎风格式，体积分数的离散采用Geo-Reconstruct格式。
水槽网格划分采用三角形网格，对试验段局部进行网格加密，共划分184 367个网格单元，63 578个节点(局部网格如图2)。计算时间步长为0.001 s，总计算时长为250 s。
2 模拟结果与分析
本文的模拟结果均在二维直角坐标下表示，坐标原点置于最上层圆柱体顶端，各坐标轴方向规定为:径流方向X(向下游方向为正);床面法向Z(向上为正)。各方向的流速分量分别表示为Vx、Vz。
2.1 多孔介质表层附近的流速分布
图3和图4是多孔介质表层附近两个方向流速分量(Vx、Vz)的流场图，其中(a)为流速分布云图，(b)为流速的垂线分布图，垂线取网格加密区域水平方向两圆柱体圆心连线的中垂线。从图3和图4可见，主流区流态稳定，径向流速自上而下逐渐减小，流速等值线大致呈水平分布，而法向流速总体看都很小。
在靠近圆柱体的区域内，流场结构开始发生一些变化，由于主流和多孔介质内渗流的相互作用，水流出现了局部转向。如图4(b)所示，从距圆柱体顶部竖直距离6 mm处开始，法向流速出现负值，表明此处以下的流速向下偏转，其绝对值逐渐增大，直到圆柱体顶部所在平面以下，方开始减小。而径向流速，Vx=1.0 cm/s等值线在靠近圆柱体处出现了弯曲[图3(a)]。
图4(a)中，在圆柱体顶部的上下游两侧，分别存在法向流速的负值区和正值区，而在两个圆柱体之间略偏上处，有一恒定涡流，法向流速云图显示上游侧为正值区，下游侧为负值区，表明涡流为顺时针方向。这种现象每个圆柱体顶部周期性出现。综合两种现象可知，水流经过圆柱体顶部后，在其偏下游位置发生脱溜，在下一个圆柱体顶部偏上游处靠溜。在水流靠溜处，水流沿着圆柱体分成两支，一支向上汇入主流区，另一支向下进入两圆柱体之间的涡流。
结合图4(a)、(b)可知，上述脱溜和靠溜过程水流的运动形态是不对称的。在图4(a)中，上游脱溜处的蓝色色块颜色较浅，且面积相对较小。而在图4(b)中，z=0处Vz<0。这表明水流脱溜时，水流速度方向略向下，与水平面呈一较小夹角。此后流速方向不断改变，但在两圆心连线的中垂线处，水流方向仍偏下。至靠溜时，水流方向明显向上，速度矢量与水平面夹角较大。因此整个脱溜-靠溜过程水流的运动形态不对称。这种运动形态的不对称可能与圆柱体之间涡流的发展有关。
2.2 多孔介质表层附近的流线
图5是试验段局部流场流线图，图中可见在z=7 mm以下的各条流线都出现了不同程度的弯曲，越靠近圆柱体处弯曲现象越明显;而通过左侧圆柱体顶端的流线在脱溜-靠溜过程中流线呈现出轻微不对称，与上节由速度观察所得的结果相符。
在两个圆柱体之间偏上的位置，有一恒定的涡流，Pokrajac等人[11]通过物理实验，研究了以球体模拟的多孔介质河床上的自由流，提出了多孔介质内外水体交换的一种可能的机理，给出了概念模型。图6是该种模型下某一球冠剖面的流场示意图，显见本文的模拟结果与其一致。模拟的工况，可以认为是对以球体模拟的多孔介质河床，某一球冠剖面的概化与近似，其结果可以为此模型试验的研究提供机理诠释。
2.3 多孔介质内部的流速和紊动强度分布
图7和图8分别为多孔介质内部的流速、紊动强度分布。从图7可见，多孔介质上方主流区内流速较大(大于3.5 cm/s)，多孔介质表面附近流速迅速降低。多孔介质内部流速远小于主流区，分布较为均匀，流速值大致分布在0～0.5 cm/s，圆柱体各层之间的流速较大，各列之间的流速相对较小;各层孔隙之间流速差异较小。
从图8可见，主流区的紊动强度远大于多孔介质孔隙内部，这一现象与Pokrajac等人的物理实验结果[11]相吻合。每个圆柱体的正上方和正下方都有一小片区域紊动强度稍大，这可能是因为圆柱体的存在收窄了孔隙，致使此处流态稍显紊乱，流速提高、紊动强度增大。
为分析各层孔隙之间紊动强度差异，在流速取样垂线上各层孔隙紊动强度的平均值，绘制柱状图和折线图(见图9)。具体取法为:z=5～-25 mm为第一层孔隙，z=-25～-55 mm为第二层孔隙，z=-55～-85 mm为第三层孔隙，z=-85～-115mm为第四层孔隙。这样取值是为了尽可能避免水槽底部边界效应的影响。此外，为便于观察，将第2、第3层孔隙数据点的连线进行反向延长(图中虚线)。从该非线性图线可知，相邻数据差值逐渐减小，即上下相邻两层孔隙之间的紊动强度变化值逐渐减小，说明孔隙内紊动强度随深度的减小幅值是不均匀的。
3 结论
基于FLUENT软件，模拟了具有多孔介质底床内部孔隙流和其床面以上自由流的耦合作用，研究了多孔介质表层及其内部的流场运动特征，得到以下三点结论:
(1)由等径圆柱体构成多孔介质，其紧邻表层的孔隙内，水的流速与紊动强度远小于顶层圆柱体以上的切向主流区，这与国外现有研究成果相符。
(2)各层孔隙之间流速差异较小;而其紊动强度随孔隙所在深度的增大而逐层降低，且孔隙内紊动强度随所处位置深度的增加而减小趋势是不均匀的，紊动强度的减小幅度是逐层减小的。
(3)主流区水流通过圆柱体顶部时会发生脱溜-靠溜过程。在水流靠溜处，水流沿着圆柱体分成两支，一支向上汇入主流区，实现靠溜，另一支向下进入两圆柱体之间的涡流。整个脱溜-靠溜过程水流的流态不对称。
摘要：基于FLUENT软件,模拟了多孔介质底床内部孔隙流和表面自由流共同作用下的流场结构。结果显示,主流区水流通过圆柱体顶部时会发生脱溜-靠溜过程;且该过程中水流的流态不对称;孔隙水流的流速与紊动强度远小于切向主流区;孔隙内紊动强度随孔隙所在深度的增大而逐渐降低,且降低幅度逐层减小。
关键词：多孔介质,紊动强度,流场结构,FLUENT
参考文献
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流体分析 篇5
新生代贡嘎山花岗岩中的流体包裹体面测试及其应力场分析
贡嘎山花岗岩侵位年代距今12.8±1.4Ma,是平行青藏高原东缘大型活动左旋走滑断裂--鲜水河断裂展布的同构造花岗岩.沿横穿岩体的川藏公路剖面和牦牛沟一塔公草原剖面采集了10个点的定向样品.利用费氏台测试统计的流体包裹体面(FIP)产状数据显示,贡嘎岩体中的.FIP主要是东西走向,倾角近于直立,推断贡嘎岩体遭受了近东西方向的水平挤压应力,这与鲜水河断裂的左行走滑相吻合.显微激光拉曼分析和冷热台测温数据表明,FIP中流体包裹体主要是NaCl-H2O包裹体,可以划分两种类型:A型冰点温度-9.0～-8.2℃(盐度11.9%～12.8%),均一温度为126.0～197.0℃;B型冰点温度为-4.7～-0.5℃(盐度0.9%～7.4%),均一温度144.0～314.6℃.贡嘎岩体中的FIP记录了两期地质流体的填充作用,两期流体都表现出由高温高盐度向低温低盐度演化的趋势.深入研究贡嘎山同构造岩浆作用及其与鲜水河断裂关系,对于认识青藏高原内部变形机制具有重要科学意义.
作 者：孙圣思 贾东 胡潜伟 陈竹新 贾秋鹏 罗良 李一泉 邓飞 SUN Sheng-si JIA Dong HU Qian-wei CHEN Zhu-xin JIA Qiu-peng LUO Liang LI Yi-quan DENG Fei 作者单位：南京大学地球科学系,南京大学成矿作用国家重点实验室,南京,210093 刊 名：高校地质学报 ISTIC PKU英文刊名：GEOLOGICAL JOURNAL OF CHINA UNIVERSITIES 年，卷(期)： 13(2) 分类号：P599 关键词：鲜水河断裂 新生代花岗岩 流体包裹体面(FIP) 古应力场 包裹体测温超流体宇宙 篇6
这种新提法对宇宙学和物理学都有巨大的启示。超流体暗物质理论能够克服粒子云带来的许多理论问题。长期以来，科学家一直无法确定构成粒子云的单一组成成分是什么，而新理论解释了为什么会这样。另外，这一新理论提供了向前推进的具体科学道路，提出了可能很快就可以验证的明确的科学预测。
同时，超流体暗物质理论具有重要的概念意义。它指出，我们认识的一般宇宙图景，即大量单个粒子通过力的相互作用结合在一起形成的整体——几乎就像乐高玩具模型那样——忽略了许多自然界的复杂度。宇宙中的大部分物质或许与构成你我身体的物质完全不同：不是由原子组成的，甚至不是由我们通常认识意义上的粒子构成的，而是一个广阔伸展的连续整体。
宾夕法尼亚大学的理论物理学教授贾斯丁·库里说：“很多年以来，人们一直有一种简单的暗物质模型，即不发光、无碰撞的粒子。但是在最近20年里，观测手段和计算机模拟水平都有所提高，这种简单模型在星系尺度上会有一些力不从心。”
无碰撞的暗物质颗粒不会产生实质上的相互作用，因此不会稳定下来形成等同于恒星和行星的致密结构。由于暗物质不发光，它存在的证据来自引力效应：星系的形成、旋转和运动似乎受到了看不见的物质的影响。在非常大的尺度上，无碰撞的暗物质与天文观测很好地吻合。
然而在较小的尺度上，这个受欢迎并且使用广泛的暗物质模型预测在星系中心会有更多物质凝结，比天文学家实际观测到的多，这个问题叫作“尖点问题”。该模型同时预测了过多的银河系卫星星系，并且无法解释真正存在的那些卫星星系为什么几乎位于同一个平面。最后，无碰撞暗物质无法说明为什么旋转星系的亮度与其旋转速度相关。这个简单的模型，看来是过于简单了。
对于这些缺陷，一个可能的解释是物理学家遗漏了星系形成中某个重要的天文物理学过程。但是库里并不这么认为。对他来说，这些缺陷暗示了更深层的东西。这不仅仅在于无碰撞的冷暗物质模型无法跟观测数据吻合，还在于另一个完全不同的模型对这些观测结果的解释比标准模型更好。这个不同的模型没有引入全新的未知粒子，而是假定暗物质的证据来自修正的引力。对于引力在数千甚至数百万光年的距离上如何作用，我们没有直接测量的方法。在地球上无法检测到的细微效果，可能在整个星系的尺度上强大到造成重要影响。
引力修正在某些情况下获得了令人惊叹的成功，在另一些地方却面临问题。一方面，它能够几乎毫不费力地与星系旋转相吻合，并解释为什么星系的亮度与转速的关系看上去都很类似。另一方面，修正的引力在解释比典型星系大得多或者小得多的尺度上的观测数据时，出现了困难。在这些尺度上，冷暗物质模型的解释力更强。
想要对爱因斯坦的引力理论做出修改极其困难，很难做到改动时不把整个理论彻底搞砸，所以大多数物理学家选择了更安全的暗物质粒子理论。对他们来说，提出新粒子是解决问题的常用方法，相关的数学已被熟知。但是库里不想对任何一个理论有偏颇，他想结合两个理论的优点，做出与真实宇宙最吻合的解释。
“习惯上，人们用修正引力来解决星系尺度上的问题，作为暗物质理论的替代。”库里说，“由于某些原因，或许是社会学上的原因，这两种理论被认为是相互排斥的：你或者属于修正引力阵营，或者属于暗物质粒子阵营。但为什么不能两者都对呢？当然，根据奥卡姆剃刀原则，这不那么令人信服。因此，我们采取的途径是，修正引力和暗物质粒子属于同一个理论的两个方面。”
暗物质的证据自其80多年前被瑞士天文学家弗里茨·兹威基发现起一直在累积。1933年，兹威基看中了加利福尼亚威尔逊山天文观测台的254厘米胡克望远镜，并将其对准后发星系团。后发星系团是由1000个以上的星系靠自身引力场牵引聚在一起的群体，该群体中各组分的速度——此处指各个星系——基于被束缚的总质量。兹威基发现，这些星系移动的速度比可见质量加起来能够产生的快很多，因此他推测星系团里一定含有看不见的物质。他把这些物质称为Dunkle Materie，也就是德文的“暗物质”。
物理学家把这个结果看成了特例。但是从20世纪60年代美国天文学家薇拉·鲁宾研究螺旋星系的旋转开始，兹威基的观测结果就已经成为普遍现象了。远离星系中心轨道上的恒星速度取决于系统的总体质量（也就是万有引力），即星系的质量。鲁宾的测量结果表明有几十个星系的旋转都比她期待的可见物质造成的速度快很多。鲁宾的观测将暗物质带到了镁光灯下，占据了物理学家未解决问题列表的首位。
直接观测不但没有解决谜团，反而使谜团更大了。
随着稳定提高的望远镜技术，暗物质得到了更多、更精确的观测。物理学家现在可以观测到星系团附近由引力扭曲造成的微小时空畸变。这种畸变被称为引力透镜效应，会使更遥远的天体图像产生轻微变形。光线在星系团周围产生弯曲，因为星系团的引力起到了透镜的作用。从这一效应的强度，我们可以计算星系团的总质量，证明暗物质的存在。通过这种方法，物理学家甚至制作出暗物质分布地图。通过将这些运算结果和其他证据结合，他们推测，宇宙85%的质量都是暗物质。
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通过更多数据，物理学家还可以排除暗物质由普通原子（学术上称之为重子物质）构成的理论。这种普通物质跟自己的相互作用过于强烈，不会产生观测到的暗物质分布。暗物质同样不会由坍缩成黑洞的恒星或者其他非常暗淡的天体构成，否则这些天体必须在数量上极大超过我们星系中的恒星，并且产生可以被我们观测到的强烈的引力扭曲。暗物质也不可能是其他已知粒子组成的，比如恒星散射出的大量弱相互作用的中微子。中微子不会导致足够的聚集来创造我们观测到的星系结构。
因此，为了解释什么组成了暗物质，物理学家必须理论推导目前没有被检测到的新粒子。在广义上，最常用的粒子被分为两类：大质量弱相互作用粒子（WIMPS）和相比之下轻很多的轴粒子，还有大量将几种类型的粒子组合在一起的更为复杂的假设。然而到目前为止，所有对这些假定粒子进行直接检测的尝试都失败了。直接观测不但没有解决谜团，反而使谜团更大了。
“在今天，你可以只对宇宙感兴趣，而对暗物质不感兴趣。”意大利进修国际学校的物理学教授斯蒂法诺·利贝拉蒂说。利贝拉蒂及其合作者独立做出了与库里的理论非常相似的暗物质理论。当利贝拉蒂第一次得知修正引力在冷暗物质无法符合实际观测的星系尺度上有多成功时，他立即开始尝试寻找一种将两种理论结合起来的方式。“它让我觉得，或许小尺度上的暗物质发生了某种相变，”他说，“或许它变成了一种流体，具体来说就是超流体。如果它在星系尺度上形成冷凝物，就解决了很多问题。”
超流体并不存在于人类的日常生活中，但物理学家对它们很熟悉。它们与超导体类似，是一种可以零阻力移动电子的材料。当温度降低到接近绝对零度时，氦就像超导体一样不受阻力地流动。它会爬过最细小的孔，甚至可能沿着容器壁向上攀爬而溢出容器。这种超流体特性并不是氦特有的，其他粒子在温度足够低时也能达到这种物相。超流体于1924年首次由爱因斯坦和印度物理学家萨特延德拉·纳特·玻色预言。现在这一大类极低温超流体被称为玻色-爱因斯坦冷凝体。利贝拉蒂意识到，暗物质或许也具有超流体相。
对玻色-爱因斯坦冷凝体最好的理解就是两种组分的混合物：一种是超流体，另一种不是。这两种组分的特性非常不同。超流体组分体现出了长距离量子效应，不具有黏性，并且在大的距离尺度上出现超预期的相互作用，就好像是由大很多的粒子（实际上是微小的组分）构成的。另一类常规组分的特性就像我们习惯的那样，跟容器壁粘在一起，也相互粘连——它具有黏性。这两种组分的比例取决于冷凝体的温度：温度越高，常规组分就越多。
我们习惯认为量子物理只在微观领域存在，但是物理学家对量子理论了解得越多，就越发现事实并非如此。玻色-爱因斯坦冷凝体是研究最充分地使量子作用在介质中广泛传播的物质之一。理论上讲，如果没有太多扰动，量子特性可以在任意大的距离尺度上延伸。
在像地球这样温暖嘈杂的环境里，脆弱的量子效应很快会被摧毁。这就是为什么我们通常无法观测到量子物理那些更为奇怪的方面，比如粒子像波一样的行为。但是在一个低温安静的环境里开始量子特性，它就会持续，例如在外太空中。在那里，量子效应或许能够延伸到广阔无垠的距离。
超流体暗物质或许还能克服修正引力带来的心理挑战：大多数天体物理学家不喜欢它。
如果暗物质是玻色-爱因斯坦冷凝体（具有量子效应、在整个星系中分布），便自然可以解释暗物质的两种不同特性。在星系内部，大部分暗物质是超流体相。但是跨越饱含了许多星际空间的整个星系团，大部分暗物质会处于正常态，产生不同的特性。根据库里及其合作者通过玻色-爱因斯坦冷凝体理论建立的一个简单模型，可以解释观测到的暗物质作用。这一模型只有为数不多的几个开放参数，也就是说，只要几个参数具有正确属性就能让模型成立。
“暗物质或许是玻色-爱因斯坦冷凝体”这一观点在天体物理学界流行过，但是这一次的版本不同。库里的新观点之所以令人信服，是因为他声称超流体暗物质同时可以模拟修正的引力：这达到了他将两个模型的优点结合的目的。原来引力不需要经过修正就能获得修正引力理论预测的结果。连贯的超流体可以产生相同的公式，以及相同的特性。这样一来，库里的模型就将冷暗物质和修正引力的优点结合起来了，剔除了两者的劣势。
超流体暗物质或许还能克服修正引力的最大挑战：大多数天体物理学家不喜欢它。这些研究者当中许多具有粒子物理学背景，修正引力公式跟他们习惯的理论公式不同。对粒子物理学家来说，这些公式没有吸引力，甚至不自然，它们看上去就像是为了符合要求故意编造出来的一样。但是超流体暗物质提供了一个不一样的，或许更自然的获得公式的方法。
根据库里的说法，这些超流体暗物质公式不属于基础粒子物理学范畴。它们产生于凝聚态物理理论，描述的不是基本粒子，而是它们在自然状态下的长距离特性。在库里的模型里，修正引力中出现的公式不是用来描述单个粒子的。相反，它们描述的是粒子的集体相互作用。许多粒子物理学家对这些公式并不熟悉，这也就解释了为什么超流体和修正引力之间的关系这么长时间以来一直没有被注意到。然而，描述超流体的公式已经有了强大的理论基础——只不过是在凝聚态物理领域。
库里能够发现这个联系完全是因为运气。他无意中看到了一篇凝聚态物理文献，文献中使用的公式与他熟知的修正引力公式非常相似。“其余的理论就这样到位了，”他说，“我认为这一切恰好为将两种现象统一构造了一个漂亮的图景。”
回到暗物质的观测证据上，库里的超流体理论可以解决许多现有模型无法解决的问题。首先，超流体可以阻止暗物质在星系中央过量聚集，消除了假性“尖点”，因为超流体相能够平均任何大型密度波动。“超流体会具有一个连贯长度（一种距离，在此距离上所有物质都处于同一状态），” 利贝拉蒂说，“因此不可能出现尖点。”
超流体能够生成与修正引力公式相同的吸引模式，所以它可以复制出观测到的星系旋转曲线的规律性。然而，与修正引力不同，它只有在超流体是主要组分的温度范围内才能表现出这种特性。在星系团这种大尺度上，暗物质过于扰动（即过热），失去了超流体特性。这样一来，超流体暗物质既可以形成可见星系的基础，又因为非超流体相而与观测到的星系团结构吻合。
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我还是个学生的时候，每个月都会做关于修正引力的梦。
库里的理论解释了为什么天文学家在太阳系内找不到修正引力的证据。“太阳本身产生了强大的引力场，会在局部摧毁超流体的连贯性，”他说，“在太阳系附近，你不应该按照连贯的超流体来思考。太阳的作用类似于杂质，就好像流体里出现了异物。”
最后，超流体模型解释了为什么物理学家没能够找到暗物质粒子。从20世纪80年代开始，有一系列不同的实验致力寻找这种粒子存在的直接证据。这些实验一般会使用遮蔽良好的大型容器，容器中装填了只有在和暗物质相互作用的稀有情况下才能产生可观测信号的不同物质。虽然使用了多种技术和材料，检测器被小心翼翼地做了遮蔽，并且通过藏在地下矿场里来过滤假阳性信
号，这些实验还是没有找到暗物质存在的决定性证据。
因为没有检测到暗物质，“暗物质或许不仅仅是另一种粒子”这一曾经遭到嘲笑的观点重新流行了起来。“我还是个学生的时候，每个月都会做关于修正引力的梦，”普林斯顿大学的理论物理学教授尼马·阿尔卡尼·哈米德说，“后来一年能梦见一次，现在每100天梦见一次，修正引力的热度开始回升了。”
如果暗物质是超流体，构成它的粒子就必须是轻量的，比大多数搜寻工作的目标，即假想的暗物质粒子要轻很多。超流体的成分或许太轻了，不可能被目前运转的实验捕捉到。
库里的模型做出的一个更好更独特的预测是，超流体的量子特性会在星际碰撞中留下标志性的图样。当一个星系中凝聚的暗物质与另一个星系碰撞时，会产生干涉图样——物质和引力分布的涟漪，影响星系稳定下来的方式。超流体暗物质还预测星系团内的暗物质组分间具有摩擦，这样的摩擦又会产生独特的万有引力图样。观测引力透镜效应可以检测到这些超流体暗物质留下的
痕迹，如果我们很明确地知道自己在找什么的话。
为了量化这些预测，需要进行计算机模拟。库里目前就在和牛津大学的研究者一起做这样一个课题。模拟应该还可以显示超流体暗物质理论预测的卫星星系数量，看看与目前模型预测的相比是否更符合实际观测结果。
阿曼达·韦尔特曼，开普敦大学研究暗物质的宇宙学家，虽然她没有参与这项研究，但她表示这一新模型“非常有意思，很有创造性”。不过，她说，除非她看见一些实验证据，一些能够明确支持超流体的信号，否则她对这个新理论还是持保留意见：“只有这样的观测才能够给他们的想法增添真正的重量。” 如果超级计算机模拟是成功的，库里或许就能够获得这样的证据。然后我们就必须习惯一个更加怪异的宇宙观——宇宙不仅仅充满暗物质，而且在所有明亮星系的周围都围绕着无摩擦的流体。
阿尔卡尼·哈米德持更加怀疑的态度，他暂时还不想抛弃冷暗物质理论。“如果他们在下一组实验里发现不了弱相互作用大质量粒子，在未来20年里他们就没有发现的可能了。”他说。他认为，重新审视基于非常规粒子或者修正引力的模型的时候到了，哪怕是一个将这两种黑暗世界的优点相结合的模型。
临界热流密度流体模化方法与分析 篇7
临界热流密度 (CHF) 是沸腾危机发生时传热突然恶化时的高热流现象, 因此, 强制对流沸腾的临界热流密度往往被视为换热设备设计、运行的重要监视参数, 如直流锅炉、反应堆、蒸发器、火箭引擎等领域。对管内水的强制对流沸腾CHF的理论和实验研究已有50多年的历史, 已发展了许多预测模型和方法[1], 但是由于CHF现象本身的复杂性, 其机理尚不能被精确的数学方程所描述。作为实验研究, 高温高压条件下的实型实验投资巨大, 难于控制, 且实验安全得不到保障, 这时低潜热和低临界参数的流体, 便为人们所采用以代替水进行模化实验来研究特定流道的传热特性提供了一种节能、可靠、安全、实用的研究手段。
1 CHF流体模化理论
流体模化方法的理论基础是相似理论和量纲分析理论。CHF的流体模化方法, 是针对CHF现象以保证流体物性相似为主要依据, 选择压力温度条件低、潜热小的工质 (通常是氟利昂类物质) 代替原型工质 (水) , 以达到降低实验困难易于研究并能得到足够精确工程应用结论的目的。
20世纪60年代, 英国人Barnett首次提出了CHF的流体模化, 1964年, Stevens 和Kirby等[2]依据流动工质的热平衡关系, 将水等效压力下的氟利昂CHF数据与水CHF数据进行了直接的模化对比。20世纪70年代流体模化技术有了较大发展, 针对核反应堆应用的流体模化工作取得了长足的进步, 1973年, Ahmad发展了补偿失真模型[3]。之后, X.Cheng和U.Muler 研究了定位格架对棒束中临界热流密度流体模化的影响[4]。1984～1988年, 清华大学张振杰和鲁钟琪等修正了Ahmad的补偿失真模型, 并发展了一组新的比例模化因子, 推动了流体模化技术的发展[5]。近年来, 中国核动力设计院陈军、陈炳德等针对反应堆棒束通道流体模化做了大量工作[6,7]。最近, Song Kyu Lee和Soon Heung Chang使用环保制冷剂R134a开展了上升圆管内CHF的实验研究[8], 陈常念、韩吉田等[9]正在开展复杂流道内的CHF传热和流体模化研究。
2 CHF流体模化工质
流体模化工质的选取是开展模化研究的关键。对于模化水为介质的高温高压设备中CHF传热过程通常选择氟利昂物质, 这是因为它不仅运行温度压力低、潜热小, 而且化学稳定性好、无毒、不爆炸。根据参考文献[10]、[11]计算出了沸腾条件下相同液气密度比时 (ρl/ρg=172～4) R12、R22、R123和R134a与水的压力范围, 如图1所示。
由图1比较看出, 在计算范围内四种氟利昂物质的压力范围相当, 但明显比水的小, R22的上限值为3.81MPa, 仅为水上限值的21%, 其他三种工质上限值均小于水上限值的18%。在通常工况中常见液气密度比约为20的情况, 此时五种工质的压力值如图2所示, 四种氟利昂物质的平均上限压力值仅为水上限值的16%。可见, 用氟利昂类物质作为模化工质, 温度压力条件会大大降低, 从而降低实验困难并节约能源。
氟利昂类物质虽然具有良好的热力性能, 但R12、R22和R123等对臭氧层具有破坏作用而逐渐被淘汰, 所以模化工质的选取还必须考虑到工质的环保性能。R134a是环保替代制冷剂, 其临界压力和温度分别为4.06MPa和101℃ (水分别为22.064MPa、373.99℃) , ODP值为0, 是比较理想的模化工质。此外, 根据模化的实际过程需要也可选择其他氟化物类、芳香烃类以及CO2等作为模化工质。
3 CHF流体模化分析与典型模型
3.1 CHF流体模化条件分析
对沸腾流动的CHF现象有一般函数关系式:
f (qc, G, ΔH, L, D, g, λ, ρl, ρg, μl, μg, CPl, CPg, Kl, Kg, σ, γ, β) =0 (1)
式中:qc—临界热流密度, kW/m2;G—面积质量流速, kg/ (m2·s) ;ΔH—入口过冷焓, J/kg;L—加热长度, m;D—水力直径, m;g—重力加速度, m/s2;λ—汽化潜热, J/kg;ρl—液相密度, kg/m3;ρg—气相密度, kg/m3;μl—液相动力粘度, Pa·s;μg—气相动力粘度, Pa·s;CPl—液相定压热容, J/ (kg·K) ;CPg—气相定压热容, J/ (kg·K) ;Kl—液相导热系数, W/ (m·K) ;Kg—气相导热系数, W/ (m·K) ;σ—表面张力, N/m;γ—定义为undefined;β—定义为undefined。
Ahmad基于此函数关系式用量纲分析理论推导出了适用准则数, 根据大量实验分析给出了如下准则关系式[3]:
undefined
式中:ΨCHF—模化参数。
等式左侧为描述CHF的沸腾数, 可见, 要使模化可行需要满足如下条件:
(ΨCHF, ΔH/λ, ρl/ρg, L/D) P= (ΨCHF, ΔH/λ, ρl/ρg, L/D) M (3)
由于沸腾CHF的复杂性, 不同的流道形式对气泡尺寸、流型转变等具有重要影响, 而且规律难于把握, 为了避开这种影响往往采用与实型相同的试验本体, 则式 (3) 中的无量纲数L/D自动满足;对于入口过冷度和液气密度的影响分别用无量纲数ΔH/λ和ρl/ρg来反映;对于模化参数ΨCHF, 不同的模型则采用了不同的形式。
3.2 几种模型比较
尽管不同学者采用了不同的推导方式, 但最终的结论都和Ahmad的结论相统一, 即模化条件的区别主要在模化参数ΨCHF的不同, 其他条件均相同。
Stevens和Kirby[2]给出了ΨCHF的形式为GD1/4, 需要满足的模化条件等式为 (GD1/4) P=Ks· (GD1/4) M, 其中Ks为经验修正因子;Ahmad[3]的结论是undefined;Katto模型[12]令undefined;张振杰[5]改进了Ahmad模型, 提出undefined;D.C.Groeneveld[1]则给出了更为简单的形式, undefined。
以上几种CHF流体模化模型以R12、R22、R113、CO2等工质在圆管和棒束流道的模化结果具有不同适用性, 其中以Ahmad模型应用最为广泛, 精度较高;Katto模型和Groeneveld模型在本质上是统一的, 它们主要考虑了We数的影响, 形式较为简单, 便于应用;Stevens-Kirby 模型是一种经验模型, 经验修正因子Ks由不同液气密度比时的实验数据确定;张振杰模型引入气相Pr数用以反映边界层中气相热容和导热对气相输送及气膜生成发展的影响, 有较好的适用性。
4 结论
(1) CHF的影响因素有很多, 由于不能用准确的数学方程描述, 宜采用量纲分析理论寻找各影响因素之间的关系 (准则数) , 必须针对具体问题和要求的不同预测精度筛选影响因素, 切忌盲目选取。
(2) 几何因素对CHF的影响是复杂的, 更是重要的, 有时与实体一致的流道制作困难或代价高昂, 或者更为复杂的任意曲线形流道希望从典型流道结论得到推广。因此几何模化比例因子的求取及其修正需要进一步研究。
(3) 流体模化是实验的指导理论, CHF典型实验回路应至少具备如图3所示设备装置:泵提供循环动力, 旁路用于调节流量, 过滤器用于清除杂质, 蓄能器用来调压和稳压, 工质在预热段预热至所需状态后在实验段进一步加热至CHF发生, 后经冷凝器冷凝回到储液罐, 继而进入下一个循环。
(4) CHF现有理论模型是流体模化方法改进的重要基础, 可以在两个方面进行完善:一是针对具体问题选取不同的准则数, 但采用模型成熟的推导和实验验证模式 (如根据实验数据推定某个常数值或经验因子) ;二是在模型基础上引入普适的参数, 将模型进一步推广。
综上所述, 选取合适的流体模化工质, 如环保制冷剂R134a等, 对CHF现象进行模化实验, 温度压力水平可降低70%～80%, 节约研究费用80%左右, 是一种节能、安全的有效方法;针对复杂情况下的CHF现象, 为取得更好模化效果, 可以将现有模型为基础在复杂流道、广义模化参数等方面加以改进完善。
参考文献
[1]D.C.Groeneveld, J.Q.Shan, A.Z.Vasic, et al.The2006CHF look-up table[J].Nuclear Engineering and De-sign, 2007, 237:1909-1922.
[2]Steven G.J., Kirby F.A..Quantitative comparison be-tween burnout data for water at l000psia and Freon-12at155psia, Uniformly Heated Round tube Vertical Up-flow[R].United Kingdom:United Kingdom Atomic Ener-gy Authority, Report No.AEEW-R327, 1964.
[3]Ahmad S.Y..Fluid to fluid modeling of critical heat flux:A compensated distortion Model[J].International Journal of Heat and Transfer, 1973, 16:641-662.
[4]X.Cheng, U.Muller.Critical heat flux and turbulent mix-ing in hexagonal tight rod bundles[J].International Jour-nal of Multiphase Flow, 1998, 24:1245-1263.
[5]张振杰.流动沸腾临界热通量的模化实验研究[D].北京:清华大学, 1984.
[6]陈军, 杨燕华, 廖建如, 等.圆管临界热流密度的流体模化[J].核动力工程, 2003, 24 (4) :354-358.
[7]陈军, 廖建如, 赵华, 等.定位格架对4×4棒束临界热流密度流体模化的影响[J].原子能科学技术, 2005, 39 (1) :1-5.
[8]Song Kyu Lee, Soon Heung Chang.Experimental study of post-dryout with R-134a upward flow in smooth tube and rifled tubes[J].International Journal of Heat and Mass Transfer, 2008, 51 (11) :3153-3163.
[9]陈常念, 韩吉田, 邵莉.临界热流密度流体模化准则数的导出[R].郑州:中国工程热物理传热传质学术年会, 2008.
[10]ASHRAE.2001Fundamentals Handbook[S].Atlanta, USA:ASHRAE, 2001.
[11]严家录, 余晓福.水和水蒸气热力性质图表[M].北京:高等教育出版社, 1995.
流体物性对井温测井的影响分析 篇8
1 流体与仪器间温度传递数学模型的建立
假设条件:
(1) 井筒内流体温度在同一水平面温度相等;
(2) 不考虑脱气影响;
(3) 不考虑井筒内流体状况 (层流、紊流) ;
(4) 将井内油水混合体当作一种介质分析;
(5) 所研究井温与仪器传热过程中井温变化为线性变化;
(6) 忽略物体内部导热热阻, 将其看作集总热容来定量分析瞬态非稳态导热过程。
(7) 集总热容, V, A, ρ分别为导热物体的体积、表面积和密度。
分别为初始条件和边界条件。依据从τ时刻开始, 在dτ时间内的能量守恒式:
可见, 集总热容温度随时间的变化关系是一条负自然指数曲线。因此物体的温度随时间的推移逐步趋于环境温度。
不难看出ρcV/hA具有时间的量纲, 称为集总热容的时间常数, 记ts, 也称弛豫时间。它反映了系统处于一定的环境中所表现出来的传热动态特征 (即热惯性) , 与其几何形状、密度及比热有关, 还与环境的换热情况相关。
由于井温测井方向与产液方向相反, ν/s=t, 产液量越高, 流体与仪器接触时间越短, 热传递过程越不充分。在其他条件已知的情况下, dτ越小, 热量传递不够充分, 曲线变化越不明显。
为仪器探头与井内流体的换热系数, 而表面换热系数 的大小与换热过程中的许多因素有关。它不仅取决于流体的物性 (λ, ρ, c等) 以及换热表面的形状、大小与位置, 而且还与流速有密切的关系。对于管内表面换热系数 , 一般利用实验手段得到, 对于管内强制对流换热, 实际使用最广的关系式为迪图斯—贝尔特 (D i t t u s—Boelter) 公式:
式中:
当流体的温度低于井下温度时n=4.0;当流体的µ温度高于井下温度时n=3.0。取管内径d为特征长度。其中各无量纲数如下:
式中:η为表面换热系数;
d为管内径;
λ1为流体的导热系数。
为流速;
v1为运动粘度;
µ1流体的动力粘度;
c1流体的比热。所以可得: 。
利用上面的计算公式就可以求出井筒中的表面换热系数 。所以流体的导热系数、流速、比热等参数都是影响温度变化及传递的因素。
2 实例计算与分析
流体与仪器接触时间的长短与相对速度有关, 由于在同一井无法改变井的产液量即流体的速度, 并且由于改变产液量, 井内流体其他参数也将改变, 所以改变仪器的测井速度以达到改变相对速度。设定v=600m/h为标准测井速度便可推算出其他测井速度所模拟的产液变化。
利用井下检测装置分别测出葡74-68井各深度取样点不同测井速度下测得的温度会出相应曲线。见图1。
从图中可以看出:在井下流体参数不变的情况下, 测井速度低, 所测得的流体温度误差越小, 对于温度异常段反应越清晰明显;测井速度高, 所测得的温度变化越不明显。
并且, 若生产油井的产液量不同, 则井下温度剖面是不同的。产液量越低, 温度剖面与地温梯度线的分开距离就越小, 相反, 产液量越高, 温度剖面与地温梯度线的分开距离就越大。这是由于产液量越小, 则流体在井筒内流速越小, 流体与井壁的换热也就越充分, 井筒内的热流体向周围地层传递的热量就多:而产液量越大, 则情况相反, 向周围地层传递的热量相对就要少一些, 从而导致了产液量较小的井筒流体温度低于产液量较大的井筒流体温度。从图中还可以看出, 对应产液量小的温度剖面, 在产层处的温度异常较明显, 原因是若产液量小, 则流体在产层中的渗流速度小, 在产层出口处能与下部流上来的热流体充分混合, 以致于产层处温度升得高一些, 相反, 若产液量大一些, 则流体在产层中渗流速度大, 在产层出口处未能与下部流上来的热流体充分混合, 导致了产层处温度升高小一些。这也是影响井温变化的一种形式。
3 结论
(1) 时间常数的大小对所测量的温度变化就会产生影响, 时间常数大, 动态响应特性差;相反, 时间常数越小, 动态响应特性越好。
(2) 对于同一油井, 在井筒内介质物性参数不变的情况下, 油井产液量越高, 仪器与井内流体传热越不充分, 对于温度的变化响应越差。
(3) 在产液量不变的情况下, 油井含水越高, 井筒内介质物性变化越大, 对于仪器测得井温参数有一定的偏差影响。
摘要：井筒内流体温度是个复杂的温度场, 影响井温测量的因素也较多。本文主要研究井筒内流体测试温度与产液量、含水等流体物性因素的关系, 通过对井下测试数据的分析加以验证, 这对认识井内温度变化规律的掌握, 以及对于流体根据井温的定量分析等有着重要的意义。
关键词：测试温度,流体物性,产量,含水
参考文献
[1]位在临.生产测井现场工程师手册[M].大庆生产测井研究所, 1992
流体分析 篇9
核磁共振测井技术作为一项新兴技术, 目前已经广泛应用于现场测井作业中。其可以直接测量地层流体的氢原子信息, 获取地层孔隙度、渗透率等重要信息。同时可利用核磁共振获取地层流体的T2谱分布曲线, 进行流体识别及扩散效应, 便于快速判断地层流体的相关特性。同时核磁共振能够进行粘土束缚水、毛管束缚水、可动流体特性判断[1]。
1 核磁共振测井技术
1.1 核磁共振物理参数计算
核磁共振测井仪器采集的原始数据是地层中的回波串信息。孔隙度、渗透率、束缚水、可动水、流体类型等信息全部包含在回波串中。从回波串到岩石物理及流体特性的获取, 需要经过一个基本的处理, 即由回波串的多指数拟合得到包含回波串的全部信息的T2分布, 如下式 (1) 所示。
式 (1) 中, Ai:与第i个T2时间相对应的信号幅度, 刻度后成孔隙度单位;T2:T2组分 (bin) 或区间;n:划分的T2组分个数。
不同的流体以及相同流体的不同赋存状态会有不同的T2值。通常粘土束缚水的T2值很短, 自由流体的T2值较长, 而毛管束缚水的T2值介于粘土束缚水与自由流体之间。因此, 根据粘土束缚水与毛管束缚水之间、毛管束缚水与可动流体之间的两个截止值, 可以把一个完整的T2分布分解成粘土束缚水、毛管束缚水与可动流体三部分[2]。岩石物理参数的计算如下:
核磁共振总孔隙度:全部T2分布的积分面积:
核磁共振有效孔隙度:大于4ms的T2分布的积分面积:
粘土束缚水含量:小于4ms的T2分布的积分面积:
核磁共振渗透率有两种计算方法:Coates模型和SDR模型:
Coates模型也称自由流体模型 , 其渗透率 (K) 的最简单形式由下式给出:
上式 (7) 中系数C是一个变量, 一般默认取10, 它取决于地层的沉积过程, 对每种地层都是不同的。经验表明, Coates模型比平均T2模型更灵活, 通过恰当的岩心刻度, Coates模型已经成功地应用与不同的地层和储层。只要MBVI不含任何烃的贡献, 就不受其他流体相, 如油和油的滤液的影响。当分析含烃地层时这一点非常重要。
在未冲洗的含气层, 由于含氢指数低, Coates公式中的MPHI可能太低了。这样MPHI就必须要校正, 或者使用其他的孔隙度值。在较高的地层压力条件下, 含有较高残余气饱和度的地层, 其SBVI和CBVI值较高 , 使渗透率太低。重油的T2值通常都很短 , 也被认为是BVI, 使渗透率值变小。
SDR模型 (平均T2) 模型由下式给出 :K=a*T2gm2MPHI4 (8)
式 (8) 中T2gm是T2分布的几何平均值, 就像Coates模型中一样, 数值a只是一个与地层的类型有关的系数。经验表明, SDR模型对只含水的地层应用效果好, 当地层含油或油的滤液时, 平均T2就向自由流体T2偏移, 这样估算的渗透率不准确。在原状气层, 相对于冲洗过的气层T2平均值太低, 渗透率偏低。由于烃对T2gm的影响不可校正, 因此SDR模型在含烃层不适用。
1.2 流体识别
核磁共振数据可以单独分析也可以结合常规测井数据进行分析。当核磁共振资料单独解释时, 可以提供孔隙度、渗透率以及侵入带的流体类型和流体饱和度的全部信息。有两种计算模型可以用于核磁数据的独立分析:TDA模型和扩散分析模型 (DIFAN) [3]。它可以在数据采集期间使用, 为检测稠油提供有价值的信息。
1.2.1 时序分析方法 (TDA)
TDA方法依赖于不同流体的极化率或T1弛豫时间的不同。气和轻质油 (粘度小于5m Pa·s) 的T1通常比水的T1要长得多。时域分析可提供:冲洗带流体类型;含气层校正后的核磁共振孔隙度 (如果无这一校正, 由于气的长T1和低含氢指数, 核磁共振数据将低估孔隙度) ;含轻质油储层的校正后核磁共振孔隙度;仅使用核磁共振数据对冲洗带全部流体饱和度的分析[4]。下图1是TDA方法的原理:
(长短TW回波串首先相减, 再转换为T2谱)
TDA的方法是利用将长短TW时间获取的原始回波串首先进行相减处理, 然后对相减的回波进行T2谱的反演运算, 从而得出T2谱的差谱图, 来进行流体识别。
1.2.2 扩散分析
扩散分析取决于流体类型和油之间的扩散差异, 油的粘度范围在0.5-35m Pa·s间, 且温度和压力至少为200°F和2000 psi。扩散弛豫的产生是由于核磁仪器的梯度磁场引起。核磁仪器的T2谱有如下关系:
式 (9) 中Tint是流体本征固有弛豫时间;C反映的是扩散和磁旋动力的组合效应, 磁旋动力与梯度磁场中直接回波和受激回波的混合有关。γ为氢原子的旋磁比系数, G为磁场梯度, TE为回波间隔, D为流体扩散系数。一个确定的作业中, 除TE外上式中所有参数都是常数。利用式 (9) 特性可以进行移谱分析, 但是样品必须处于梯度磁场的情况下进行测试。在地层流体由水和中等粘度油组成的情况下, 水的扩散系数是中等粘度油的10倍, 当增加TE时, 扩散过程使水的T2值减小, 且比油的T2值减小数量要大。因此, 选择长、短T2值 (TEL和TES) , 使得用TEL测得的水和油的T2值相对于TES测量值减小 , 就可以在T2分布上区分水和油。比较油TEL和TES确定的T2分布可以证实存在由扩散引起的水和油的T2值的相对偏移, 这种方法是核磁共振中常用的移谱分析法。
1.2.3 定 量扩散分析 (DIFAN)
定量扩散分析的经验模型, 在许多油田已得到成功应用。该方法要解决以下问题:使用TDA时, 没有足够的T1差异;使用简单的双TE的移谱时 , 扩散差异很小。它利用扩散现象引起的不同流体的不同T2数值偏移 , 定量提供含水和含烃孔隙度[5]。DIFAN利用双TE测井采集的两种回波串, 反演得到相应的T2分布。计算这两个T2分布中自由流体部分的T2几何平均值, 分别称为T2L和T2S。这两个均值又通过下面两式与扩散参数发生联系:
由于T2S, T2L, TES, TEL, G, γ和C是已知的, 这两个等式就可以同时求解得到T2int和Da。这两个等式的解又用来构建一个T2int和Da/Dw的交会图 , 如下图2所示 , 从这个图上可以确定Swa, 从而计算Sw。
(用于DIFAN分析来确定Swa, 从而计算Sw)
在确定点 (Da/Dw, 1/T2int) 之前, 要构建Swa=100%和Swa=0线。为了做到这一点, 必须知道Dw、Do和T2Bulk, Oil。Swa=100%的线形成了含水饱和度和地层数据点的上边界, 这条线通过体积水点 (Da/Dw=1) 。经验结果将这条线的1/T2int的截距置于0.04-1ms, 或T2int =25ms。对于大多数含烃地层来说 , 由于饱和度的变化主要是Da/Dw的函数, 因此, 这一截距的准确位置不重要。为了确定Swa=0线, 认为地层是在束缚水条件下, 自由流体就是油, 使得在储层条件下T2int等于T2Bulk, Oil, Da等于D。这样 , 点 (Do/Dw, 1/T2Bulk, Oil) 将在Swa=0线上, 且此线应与Swa=100%线平行。为了画出0和100%线之间的Swa, 在0和100%线之间构建等间距的与0和100%Swa线平行的直线。因此, 在某一深度计算了T2int和Da之后, 点 (Do/Dw, 1/T2int) 就可以画出, Swa也就从交会图上确定下来。Sw也就可以由下式 (12) 计算出来。将得出的实际Sw参数后, 通过图2利用图版得出流体的定量扩散特性, 从而有效进行相关流体识别[6]。
2 结束语
核磁共振测井技术推出到现场实际测井应用是在20世纪90年代开始, 经过了二十多年的技术发展, 已经逐渐成熟且被现场广泛应用。核磁共振测井技术提出了另外一种测量地层孔隙度及渗透率的方法, 明显区别于常规中子、密度测井所获取的孔隙度计算方法, 且在测量过程中不带放射性源, 因此被现场广泛使用。利用核磁共振测井技术进行地层流体识别及扩散效应分析的方法目前在现场实际测试中已经被广泛采用。相信随着技术的发展, 利用核磁共振技术进行流体更加精细的识别前景将会越来越光明。
参考文献
[1]George Coates, 肖立志, Manfred Prammer, 核磁共振测井原理与应用[M].孟繁莹, 译.北京:石油工业出版社, 2007.
[2]邵维志, 庄升, 丁娱娇.一种新型核磁共振测井仪——MREx[J].石油仪器, 2004.
[3]肖立志.核磁共振成像测井与岩石核磁共振及其应用[M].北京:科学出版社, 1998.
[4]肖立志.核磁成像测井[J].测井技术, 1995, 19 (4) :284-293.
流体分析 篇10
1. 锅炉上水泵
(1) 故障现象。原泵叶轮选用二类材料, 运转2个月后, 振动开始逐渐升高, 每6个月需要更换一次泵叶轮。拆检发现末级叶轮被冲刷腐蚀穿孔, 腐蚀减薄明显。振动监测信号呈现出显著的气蚀特征 (参见图1～图3) : (1) 气蚀早期振动幅值不高, 频谱图有明显的高频成分 (叶轮的叶片通过频率经常存在) ; (2) 气蚀末期叶轮局部腐蚀严重导致转子动平衡受到破坏, 振动显著增大, 频谱图出现明显的1×频特征。
(2) 故障分析。运行介质为102～105℃的水, 按空泡腐蚀理论的解释[1], 在流体的局部地区, 当流速变得十分高, 以至其静压强低于液体汽化压强时, 液体内会迅速形成无数个小空泡 (也称气穴) 。空泡中主要是水蒸气, 随压力降低, 空泡不断长大, 单相流变成双相流, 随流体一起迁移的空泡在外部压强升高时不断缩小, 最终溃灭。由于溃灭时间极短, 其空间被周围液体迅速充填, 造成强大的冲击压强, 大量的空泡在金属表面反复溃灭, 这种机械破坏使金属表面膜破坏, 直至发生严重的空泡腐蚀 (气蚀) 。
2006年8月将泵叶轮改为三类材料 (1Cr13) , 至今运行正常。
2. 焦化装置高压除焦水泵
(1) 故障现象。2008年3月7日对焦化高压水泵进行测试, 发现泵入口端振动大, 垂直方向振动7.67mm/s, 水平方向振动6.33mm/s, 轴向3.33mm/s。出口端垂直方向振动1.29mm/s, 水平方向振动3.37mm/s, 轴向1.56mm/s。泵入口端振动明显, 频谱图存在明显的6倍泵转速成分 (图4) 。操作间显示机组轴振动泵前轴50μm、55μm, 泵后轴18μm、19μm。
(2) 故障分析。 (1) 机壳振动测试与轴振动显示基本吻合, 该现象说明异常振动真实存在, 可能存在某种故障。 (2) 通过对振动幅值、振动信号频谱的分析, 齿轮箱侧振动变化小于泵入口侧振动变化, 频谱图中没有2×成分, 认为不对中引起的联轴器故障可能性较小。 (3) 泵入口端有明显6×成分, 而出口端表现为不平衡量的增加;具有一定量的轴向振动成分;测试中泵入口端振动变化较大, 启泵初期振动7.0～8.0mm/s, 而后趋于稳定, 振动下降到4.0mm/s左右。由此认为产生振动的因素主要由于泵本身造成, 故障部位可能在泵入口端位置。
拆检发现泵入口焦粉有明显堵塞。
3. 常减压装置减底泵
(1) 故障现象。减底泵实际流量145m3/h, 单台泵额定流量93m3/h, 共3台, 当开2台工频泵运行时, 振动非常大, 造成出口端轴承箱温度较高, 轴承经常损坏且机封也容易过早损坏引起泄漏。2006年8月后, 运转1台工频泵和1台变频泵, 运行状况得到明显改善, 工频泵修理频次降低60%, 变频泵性能稳定。2008年3月后运转2台变频泵, 现场操作人员发现, 当2台泵出口阀开度不均匀时变频泵振动也较高, 而当出口阀开度均匀时变频泵振动较低运行平稳。
(2) 故障分析。 (1) 当2台工频泵运行时, 垂直方向振动较大, 振动烈度达10mm/s, 从图5频谱图上看有明显的3×、5×、6×成分 (泵叶轮有6个流道) 。 (2) 当1台工频泵和1台变频泵运行时, 振动得到改善。其中变频泵振动降到1.5mm/s左右, 工频泵振动降到5.0mm/s左右, 但随着工艺波动, 振动有些变化 (图6、图7) 。 (3) 当2台变频泵运行时, 泵振动比较稳定, 泵出口阀开度影响泵运转状况 (图8、图9) 。
4. 加氢裂化装置原料泵
(1) 故障现象。该泵2008年4月试运时振动较大, 泵入口端振动明显, 垂直、水平、轴向频谱图都反映出明显的7倍泵转速成分。
(2) 故障分析。经询问厂家设计人员, 得知泵叶轮流道为7个, 确定7倍频是叶片通过频率 (492.5Hz) 。2008年7月采取如下措施:将泵流道变为9个;泵整体热装。实际运行表明振动有明显好转 (表1、图10、图11) 。
流体引起的振动往往与工作状态关系密切, 包括气蚀和缺乏流体现象、回流、流体紊流、阻塞等, 在相关振动频谱图中往往出现:明显的高频振动、叶轮通过频率、频谱连续分布。气蚀的经典频谱[2]往往在约400～2000Hz内, 有随机的、宽带能量频谱特征类似“白噪声”, 或者时常伴有叶片通过频率, 即有时与随机的高频振动一起出现若干叶片通过频率谐波频率。发生气蚀时, 噪声测量的量如振动尖峰能量 (gSE) 、高频加速度值 (HFD) 、冲击脉冲 (SPM) 等将增大, 通常气蚀将造成泵的两端轴承振动尖峰能量 (gSE) 都大。
mm/s
总结如下故障处理经验: (1) 进行泵振动的趋势跟踪, 并依据振动信号的分析判断机器故障状态; (2) 进行必要的设备改进或操作控制, 消除故障; (3) 故障初始阶段时改进设计。
参考文献
[1]杨德钧, 沈卓身.金属腐蚀学.北京:冶金工业出版社, 1999.6
地球内部没有对流体运动 篇11
关键词：对流体；压力；模拟试验 地下流体运动引起的地球自转是错误的！地下根本就没有个对流层。科学家提出“地下有个对流层”，它分布了左右运动的均衡力能量的流动，高温溶岩流体，总保持匀速形成对流运动状态。因而推动了地球的自转。
“注”地球内部不是人工制造就不会有均衡畅通的巨大通道空间供高温溶岩流体总保持匀速形成对流运动状态。在人工开挖的洞穴内也会因地质本身质量产生压强而使洞穴内出现变形。这在很多洞穴施工单位现场均得以实地验证的。 而在地下深部有着136万个大气压在每平方厘米承受1770吨压力及高温的情况下.地慢层的变形、崩塌是免不了的事实。空间变化就会不断影响对流体及通道内的均衡速度。地球就会出现自转的快慢不均匀。
一些地震波测定、地震发生的最深深度是700多公里。地球内部大约有1500英里的厚度是液态的发生强烈深源7～8MS-ML地震能量相当于400多颗广岛原子弹的威力在地球内部已经反复施爆上亿次的破坏内层地质结构，就会扰乱打破一个空间的衡定，就会影响保持匀速形成对流运动状态。这时的地球还会均值分秒不差的保持自转吗？！对流中的高温溶岩流体，总保持匀速形成对流运动状态的依据从何而来？
现场试验：1、一个模拟地球按比例缩小加入模拟高温溶岩流体、用加热：沉入底部的模拟高温溶岩流体会在高温下产生不匀速少量气体半状态。将高温溶岩流体放置模拟容器中就没有对流状态出现。 2、再燃烧过程中由于模拟高温溶岩流体所含化学金属元素的比例不同不均匀的特点，出现了燃烧过程中释放起伏不均状态。沸点冲击方向不稳定。因玄武岩、花岗岩是所有现代科学界一致认可的主要高温溶岩流流体为主的地慢物质。而玄武岩与花岗岩都有着自身的不同化学金属元素，如脱流后的斑玄武岩化学成分：富钙单斜辉石和基性斜长石；次要矿物有橄榄石、斜方辉石、易变辉石、铁钛氧化物、碱性长石、石英或副长石、沸石、角闪石、云母、磷灰石、锆石、铁尖晶石、硫化物和石墨等。
花岗岩主要组成矿物为长石、石英、黑白云母等，石英含量是10%～50%。长石含量约总量之2/3，分为正长石、斜长石、碱石灰及微斜长石（钾碱）。根据世界各地2485份花岗岩中不同化学成分比例平均，依所占重量百分比由重到轻为：SiO2 —72.04% Al2O3 —14.42% K2O —4.12% Na2O —3.69% CaO —1.82% FeO —1.68% Fe2O3 —1.22% MgO —0.71% TiO2 —0.30% P2O5 —0.12% MnO —0.05% 不同品种的矿物成份不尽相同，两者在化学及金属含量上都有着明显差异。除了SiO2 —72.04%相同、但也是高温高压下脱氧脱硫共性的表示。上述两种存有多种不同物质燃点比重就会不同。在燃烧时就会出现起伏不均，尽管在地幔上部压力已达到136万个大气压、在每平方厘米承受1770吨压力的情况下.最坚硬的金刚石会变得像黄油那样柔软时，要想形成一个巨大流体快速对流均速衡定不变是不可能。
现场试验：密封容器内分为内外两层代表地核、地慢，加压初期流体出现不稳定，加压到中强度时流体开始出现失衡左右不规则，当压力加到最大极限时流体出现散射、当液体的稠密度越高散射的运动速度就变得越慢、流体与压力争夺空间时处于相互挤压、正如帕斯卡定律（Pascal law）加在密闭液体上的压强，能够大小不变地由液体向各个方向传递。
现场试验：密封容器内的压力进行±减压增压，出现液体随压力变化不规则移动。
现场试验结果证明：燃烧沸点差异会造成高温溶岩流体不稳定运动。流体与压力争夺空间时、流体必须屈服压力、而没有空间可让流体运动。地球内压力值会随燃烧释放及地壳上压运动发生压强压弱现象。如流体有运动也会时快时慢现象。这样去推理地球自转就会出现快慢不均。
“注”地球内部在几十万到360万个大气压中不可能！会出现保持几十亿年均衡均速的对流高温溶岩流体出现一个均衡流速的地对流运动。因自然界任何一个燃烧中的热运动系统，在它的热运动过程中，热总是从高温物体传到低温物体中去出现起伏不定的一种自然现象。而且，热运动系统不会独自地、不付任何代价地（没有补偿地）从事热传递运动，而是服从于能量守恒与转化定律。即，如果地球地核是一个温度达5000℃左右的热事实〖1〗，那它无论如何就是一个燃烧中的热运动系统。而按照动态本质原则，这个燃烧中的热运动系统，自然状态就是要么趋于温度不断升高的热系统扩张，要么是趋于温差不断平衡的热系统冷却，它只能是处于或进或退的绝对运动中，而绝对不可能保持相对静止的或者是对流运动的不变状态。更不能形成一种热势力带高压有增无减几十亿年永恒不变的独立的运动系统。
结束语：
在任何空间内部拥有半液体、可流体的同时、又拥有强大气压时任何物质都只能屈服于压力。更不会出现保持几十亿年均衡均速的对流高温溶岩流体出现一个均衡流速的地对流运动。（可在任何实验室内得以求证）
参考文献：
[1]《地学前缘》 1996年03期地球内部流体研究的若干关键问题王先彬、刘刚 、陈践发、 张成君、 夏新宇 。
流体分析 篇12
随着集成电路中晶体管密度的急速增大, 影响电子器件工作可靠性和稳定性的热问题已日益突出, 电子冷却问题已经成为研究热点。凹槽微通道具有较好的强化换热特性, 它在电子器件冷却方面的应用研究已得到开展[1,2]。此外, 传统换热工质如水等的热导率都较低, 这是影响高热流密度电子冷却的主要因素, 提高工质热导率成为Choi[3]提出纳米流体的概念。纳米流体是一种将固体纳米粒子分散到基液中形成的胶状混合物。分散的固体粒子热导率远高于液体的热导率, 尤其与液体形成的纳米流体具有较高的热导率。因此, 以纳米流体为工质的凹槽微通道在高热流密度和大功率散热冷却领域具有广泛的应用前景。
国内外学者分别针对纳米流体[4,5]和凹槽微通道[6,7]的传热和流动开展了研究工作。然而, 以纳米流体为工质的凹槽微通道强化换热的机理和影响因素还有待于进一步分析。本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的强化传热特性进行了分析。比较了不同体积分数的铜-水纳米流体在深宽比分别为0.3和0.5的凹槽微通道中的温度、速度, 以及传热系数和流体输运动力因子。凹槽强化了微通道对流传热, 与平板型微通道相比, 铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道呈现出不同的传热特性。
1 物理和数学模型
强化换热的微通道为管内直径在10~200μm之间, 且内壁具有几何形状的微小尺度的通道。与矩形凹槽相比, 流体通过圆弧型凹槽微通道时具有相对较好的流动特性。在基液中加入微尺度纳米粒子形成的纳米流体能稳定悬浮于基液中, 并随基液一起流动。纳米流体属于固-液两相流, 流体相为连续相, 纳米粒子为离散相。由于纳米粒子粒径较小, 所以当其体积分数低于5%时, 可将纳米流体视为单相流体[8]。铜具有较大的热导率, 因此本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的传热与流动特性进行研究。
1.1 物理模型
如图1所示, 由铜制作的微通道的流道宽为100μm, 长为500μm, 铜基座高为100μm, 单个凹槽的宽度为50μm;微通道壁均匀分布5个圆弧型凹槽, 铜-水纳米流体自左向右流过凹槽微通道。L为微通道长度, B为微通道固体壁面厚度, d为凹槽深度, W为凹槽宽度。凹槽深度与宽度比值α为, 微通道底部电子器件的热流密度为Q。
1.2 数学模型
微通道尺寸较小, 采用二维N-S方程对铜-水纳米流体通过圆弧型凹槽微通道的传热与流动过程进行数值分析。微通道固体壁面没有流体流动, 单纯讨论其导热问题。
连续性方程:
动量方程:
能量方程:
式中, x、y分别为水平方向坐标和竖直方向坐标;u、v分别为沿水平方向速度和沿竖直方向速度;ρ、μ、c、k、T分别为密度、动力黏度、定压热容、热导率和温度。
1.3 边界条件和纳米流体热物性
将铜-水纳米流体通过圆弧型凹槽微通道的传热与流动过程视为稳态过程, 其边界条件和纳米流体热物性如下:
(1) 圆弧型凹槽微通道入口。铜-水纳米流体速度u=uin, 温度为300 K。
(3) 圆弧型凹槽微通道底部固体壁面为恒定热流, Q=5×105W/m2。圆弧型凹槽微通道材质为铜, 流体工质是基液为液态水、体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体。比较凹槽深宽比α分别为0.3和0.5的圆弧型凹槽微通道的传热与流动特性。其中凹槽微通道流体输运泵功
式中, 分别为凹槽微通道流体体积流量和微通道进出口压差。
凹槽微通道对流传热系数
式中, Tw、Tf分别为凹槽微通道内壁面温度和流体温度。
(4) 纳米流体热物性[9]。纳米流体的密度
纳米流体黏度
纳米流体热导率由下式获得:
纳米流体热容由下式获得
式中, φ为纳米流体体积分数;ρp、ρf分别为纳米粒子密度和纳米流体基液密度;μf为纳米流体基液黏度;knf、kp、kf分别为纳米流体热导率、纳米固体材料热导率和纳米流体基液热导率;cnf、cp、cf分别为纳米流体定压热容、纳米粒子定压热容和纳米基液定压热容。
2 数值计算与结果讨论
采用有限差分法, 应用计算流体动力软件Fluent6.3对铜-水纳米流体通过圆弧型凹槽微通道时的传热与流动状况进行数值计算, 计算区域网格采用500 mm×100 mm的网格。
2.1 数值计算的实验对照
针对铜-水纳米流体在一根长0.8 m、外径14 mm、壁厚2 mm的紫铜管小通道的流动过程, 李强等[10]测量了不同粒子体积分数的铜-水纳米流体在层流与湍流状态下的微细管内对流传热系数。针对与此实验相同的对象和条件, 本文采用数值分析方法得出的铜-水纳米流体对流传热系数随流速的变化规律与文献[10]给出的规律是一致的, 并且各数据点的误差在5%以下, 如图2所示。由此说明本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中传热与流动状况所采取的数值分析方法是可行的。
2.2 圆弧型凹槽微通道温度和流体速度
选取沿圆弧型凹槽微通道水平中心的流体速度和温度, 以及凹槽微通道固体内壁面温度进行数值计算, 结果如图3所示 (凹槽深宽比α=0.3) 。
由图3可见, 微通道中凹槽流通截面增大和平直处截面减小的交替变化, 使流速沿着圆弧型凹槽微通道流动方向呈波浪形变化。在相同的入口流量下, 铜-水纳米流体在微通道的流速比纯水 (φ=0) 在微通道的流速小, 并随纳米粒子体积分数升高和凹槽截面的增大而降低。流体黏性和较小的流通截面使得微通道中心和管壁存在较大的速度梯度, 因此, 与进口流速相比, 微通道水平中心线处的流速相对较高。
比较图3和图4可见, 与凹槽深宽比为0.3相比, 深宽比为0.5的圆弧型凹槽流通截面增大, 使得基液纯水 (φ=0) 在凹槽微通道的流速减小, 与体积分数为1%铜-水纳米流体在微通道的流速相近。与基液纯水 (φ=0) 相比, 铜-水纳米流体密度和黏度的增大, 减弱了微通道截面积的变化对流速的影响, 体积分数为4%的铜-水纳米流体在凹槽深宽比分别为0.3和0.5的圆弧型凹槽微通道中流速相近。
由图5可见, 通道外壁面存在恒定的热流密度时, 由于流体的冷却作用, 微通道固体壁面温度Tw和流体温度Tnf沿流动方向逐渐升高。以纯水 (φ=0) 与体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体为工质的微通道的壁面温度和流体温度随纳米粒子体积分数的增大而降低, 在本文所研究的深宽比为0.3的圆弧型凹槽微通道和工作条件下, 以纯水 (φ=0) 与体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体为工质的微通道出口处内壁面温度分别为312.99 K、312.45 K和311.24 K;与固体壁面相比, 流体的温度相对较低。由于纳米粒子的添加, 增大了铜-水纳米流体的热容量, 使纳米流体能传递更多的热流密度。与纯液体相比, 铜-水纳米流体具有显著降低微通道壁面温度和流体工质温度的作用。
由图6可见, 与凹槽深宽比为0.3相比, 深宽比为0.5的圆弧型凹槽微通道壁面温度Tw和纳米流体温度Tnf相对较低。在本文所研究的深宽比为0.5的圆弧型凹槽微通道和工作条件下, 以纯水 (φ=0) 与体积分数分别为1%和4%的铜-水纳米流体为工质的微通道出口壁面温度分别为311.92 K、311.48 K和310.44 K, 与深宽比为0.3的凹槽微通道壁面温度相比, 存在约1 K的温降。凹槽深宽比的增大, 增加了流道的换热面积, 从而增大了换热量。
2.3 凹槽深宽比对纳米流体速度和传热系数的影响
图7为不同深宽比的单个凹槽内传热系数曲线, 由图7可知, 有凹槽的微通道其进出口的传热系数高于无凹槽的平板其进出口的传热系数, 且在凹槽的出口处, 与凹槽深宽比为0.3相比, 深宽比为0.5的微通道的传热系数相对较高。这是因为流体对凹槽后缘的冲击, 以及后缘的尖端对流动的扰动都加强了此处的换热。凹槽底部的传热系数比平板型微通道的换热系数小。由图8c速度分布等高线可知, 在凹槽底部的速度较小使得流体的温度较高, 传热系数较小。
图8显示流体在单个凹槽内壁面处对流传热系数。受流通截面增大的影响, 微通道凹槽处流速降低, 使流体在此处的对流换热系数减小, 与无凹槽平板型微通道相比, 凹槽深宽比为0.3和0.5的圆弧型凹槽微通道内沿壁面处流体的流速相对较低, 从而其对流传热系数相对较小, 并随深宽比增大而减小。由图8c可见, 流经圆弧型凹槽时, 流体在凹槽内上游区域形成一层流速相对较小的流体层, 增大了传热热阻, 流体的对流传热系数相对较小;随着凹槽内流速由上游区至下游区逐渐增大, 流体的对流传热系数也逐步增大。
由图8可见, 流经无凹槽平板型微通道和凹槽深宽比为0.3的微通道的流体对流传热系数随铜-水纳米流体体积分数及流体速度分布的增大而增大。流经深宽比为0.5的凹槽微通道时, 与基液纯水相比, 体积分数为4%的铜-水纳米流体的对流传热系数相对较小。分别流经深宽比为0.3和0.5的凹槽微通道时, 体积分数为1%的铜-水纳米流体的对流传热系数都高于基液纯水流体的对流传热系数。
与基液纯水相比, 铜-水纳米流体具有相对较大的热导率、密度和流体黏度, 其中热导率的增大有利于流体传热能力增强, 而密度和黏度的升高会影响流体的流动性能, 从而影响其强化传热特性。在均匀流动 (如流经无凹槽平板型微通道流体) 以及涡旋运动相对较弱时 (如流经凹槽深宽比为0.3的凹槽微通道的流体) , 铜-水纳米流体热导率增大为影响传热能力的主要因素;随着凹槽涡旋运动的增大 (如流经凹槽深宽比为0.5的凹槽微通道的流体) , 铜-水纳米流体密度和黏度的升高成为影响传热能力的主要因素, 并存在一个优化的浓度范围。在流经凹槽深宽比为0.3和0.5的凹槽微通道时, 体积分数为1%的铜-水纳米流体热导率增大是影响流体传热系数的主要因素。
2.4 凹槽微通道中纳米流体输运动力因子
凹槽微通道中纳米流体输运动力因子是影响其应用的重要因素。由图9可见, 在同样流体输运泵功下, 随着铜-水纳米流体体积分数的升高和凹槽深宽比的增大, 凹槽微通道壁面温度Tw降低;流经凹槽微通道流体压降增幅较小。对于同一体积分数的铜-水纳米流体, 流体输运泵功增大, 凹槽微通道外壁面温度降低;与深宽比为0.3的凹槽微通道相比, 深宽比为0.5的凹槽微通道壁面温度较低。输运流体动力即泵功增强, 凹槽微通道流速增大, 微通道对流换热增强, 同时, 微通道流量增大, 相对较多的热量被迁移;凹槽深宽比的增大, 使得凹槽微通道传热面积增大;在一定范围内, 体积分数较高的铜-水纳米流体具有相对较高的热导率, 有利于微通道内的强化传热。此外, 由图9可见, 铜-水纳米流体流经凹槽微通道的压降随流体输运泵功增大而升高。铜-水纳米流体体积分数对流经凹槽微通道的流体阻力和输运动力影响较小。
3 结论
本文针对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的传热与流动进行了分析。数值分析结果表明:纳米流体浓度、流体输运动力因子和凹槽深宽比对凹槽强化微通道传热影响较大。
(1) 铜-水纳米流体在微通道的流速比纯水 (φ=0%) 在微通道的流速低, 并随纳米粒子体积分数升高和凹槽截面的增大而降低。与基液纯水相比, 铜-水纳米流体具有较高的热导率和热容量, 能迁移相对较多的热流密度, 因此, 纳米流体具有显著降低微通道壁面温度和流体工质的温度的作用。
(2) 与无凹槽平板型微通道相比, 微通道圆弧型凹槽内壁面处流体的流速相对较低, 对流传热系数相对较小, 并随凹槽深宽比的增大而下降。凹槽内流体的对流传热系数由凹槽上游区至下游区逐渐增大。受凹槽深宽比和纳米流体流速影响, 在强化圆弧型凹槽微通道传热中, 纳米流体存在一个优化的浓度范围。
(3) 在同样流体输运泵功下, 随着铜-水纳米流体体积分数、凹槽深宽比以及输运流体泵功的增大, 凹槽微通道壁面温度降低。铜-水纳米流体流经凹槽微通道压降随流体输运泵功增大而升高。铜-水纳米流体体积分数和凹槽深宽比对流经凹槽微通道的流体阻力和输运动力影响较小。
摘要：对铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通道中的传热与流动特性进行了分析。比较了不同体积分数的铜-水纳米流体在深宽比分别为0.3和0.5的凹槽微通道中的温度和速度分布, 分析了体积分数和凹槽深宽比对凹槽微通道中铜-水纳米流体的传热系数和流体输运动力因子的影响。凹槽强化了微通道对流传热, 与平板型微通道相比, 铜-水纳米流体在圆弧型凹槽微通通内呈现出不同的传热特性。纳米流体体积分数、流体输运动力因子和凹槽深宽比对凹槽强化微通道传热影响较大。分析结果与已有的实验结果符合较好。
关键词：凹槽微通道,传热,铜-水纳米流体,输运动力因子
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