基于渦聲理論的低速軸流風機氣動噪聲研究（2）

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軸流石家莊風機和導風罩結構的3D—RANS方程的CFD數值模擬在Fluent軟件平臺上完成。進口區域和出口區域分別拓展三倍和九倍葉輪直徑。計算網格采用整體非結構化四面體單元與葉片表面多層五面體棱柱單元的混和網格結構形式。實踐表明，軸流石家莊風機葉片表面采用棱柱網格結構有利于更準確的求解近葉片壁面邊界層流動。上述三個葉輪的非結構化四面體單元網格數目分別為819，123，739，193，和760，688；對應的五面體棱柱單元數目為53，305。cFD計算包括三維黏性不可壓縮定常和非定常計算。定常計算中對流項采用二階中心差分格式，擴散項采用二階迎風格式，壓力一速度的耦合采用SIM—PLE方法。湍流模型采用標準尼一￡模型，近壁面采用標準壁面函數。非定常計算采用LES大渦模擬，其中小尺度渦的模擬采用基于Prandle混合長度理論的亞格子Smagorinsky模型。非定常計算的壓力．度耦合采用PISO方法。計算采用多重旋轉坐標系，旋轉葉片與靜止導風罩之間的動靜交接面置于葉尖間隙的中間位置。對于定常計算，采用多參考坐標系MRF模型處理動靜交接面。對于非定常計算，風機廠采用滑移網格技術求解動靜干涉非定常效應。cFD計算中上游遠場進口給定流量邊界條件，下游遠場給定壓力邊界條件。定常CFD計算的收斂準則為計算殘差小于10一。非定常計算在定常收斂結果上進行，葉輪旋轉7圈后達到準定常狀態。
為了考察cFD數值計算的準確性，采用鎖相平均的PIV測試結果與cFD計算結果進行了比較。圖3為Fan—A石家莊風機出口軸向速度沿葉高分布的PIV與cFD對比結果。可見，本文的CFD計算結果與實驗吻合較好。圖4為Fan—A和導風罩結構出口平面內的湍動能和渦量大小分布。圖4(a)為出口平面的湍動能分布，可以清楚示出葉片葉尖渦與導風罩干涉后，在葉頂區域產生較大的湍動能。圖4(b)為出口平面的渦量分布，可見渦量主要集中于葉尖間隙
處和葉片的出口尾緣。
依據渦聲理論，對于低速等熵流動，流體發聲的基本物理機制源于渦線在速度場中的被拉伸變形所 產生的聲，即氣動噪聲來源于渦的拉伸和破裂。首先通過三種不同安裝角葉片葉尖渦與導風罩的干涉定性分析流場與聲場間的關聯。圖5為表1所示的三種軸流石家莊風機和導風罩結構的葉尖渦渦心軌跡分布。在采用相同形狀的導風罩，而軸流石家莊風機安裝角不同時，葉尖渦結構及其與導風罩的干涉情況明顯不同。對于Fan—A和Fan—B，葉尖渦在葉片前緣吸力面產生后，沿與葉輪旋轉方向相反的方向向遠離吸力面的流道發展。進入石家莊風機葉頂與導風罩間的間隙后，Fan—A情況下葉尖渦與導風罩間發生干涉，葉尖渦受導風罩壁面的擠壓而拉伸、破裂，并同時隨主流向下游遷移。Fan—B情況下由于葉片安裝角較大，葉尖渦受壁面擠壓后迅速沿軸向隨主流流出，因此圖5(b)中未見明顯的渦心軌跡沿圓周方向的遷移。由渦聲理論我們知道，氣動噪聲主要源于渦的拉伸和破裂，而表1所列出的總聲壓級實驗結果也證實Fan—A的噪聲幅值大于Fan—B。同時，對于Fan—c來說，其安裝角最小，圖5(c)顯示葉尖渦破裂后的軌跡在葉尖間隙中移動最遠，這與Fan—c葉輪總聲壓級最大是對應的。
在整場定常cFD計算后，依據式(1)計算渦聲源分布。圖6顯示主要氣動噪聲源位于葉片尾緣和導風罩內壁面，且葉片尾緣渦聲源強度明顯大于導風罩壁。可見，進口來流流場均勻時葉片湍流邊界層與尾跡干涉引發的尾緣渦脫落噪聲是低速軸流石家莊風機與導風罩的最主要氣動噪聲源。當軸流石家莊風機和導風罩置于實際空調器室外機內部后，風機廠室外機整機CFD計算完成后基于渦聲理論得到的內部氣動噪聲源強度分布，如圖7所示。與圖6不同的是，除了葉片尾
緣渦脫落和葉尖渦與導風罩干涉之外，葉片前緣也存在較強的渦聲源。這主要源于室外機軸流石家莊風機上游熱交換器出口湍流與葉片前緣干涉而引發的進口湍流噪聲。