高温高压水水下排放降噪方案研究硕士学位论文(编辑修改稿)

高温高压水水下排放降噪方案研究硕士学位论文(编辑修改稿)内容摘要：

图 2． 3自由紊动射流流动特征示意图 必定会产生波动 ，并发展成涡旋，从而引起紊动。 这样就会把原来周 围处于静止状态的流体卷吸到射流中，这就是射流的卷吸现象。 随着 紊动的发展，被卷吸并与射流一起运动的流体不断增多，射流边界逐 渐向两侧扩展，流量沿程增大。 由于周围静止流体与射流的掺混相应 地产生了对射流的阻力，使射流边缘部分流速降低，难以保持原来的 初始速度。 射流与周围流体的掺混自边缘逐渐向中心发展，经过一定 距离发展到射流中心，自此以后射流的全断面上都发展成紊流。 由孔 口边界开始向内扩展的掺混区称之为剪切层或混合层，其中心部分未 受掺混的影响．仍然保持原出口 流速 uo的区域称为紊流的势流核。 紊 哈尔滨工程大学硕士学位论文 流充分发展以后的射流称为射流的主体段。 在初始段与主体段之间有 一个很短的过渡段，一般在分析中不予分析。 2． 3． 4圆形紊动射流 高温高压水由管道中喷出时，所形成的是圆形紊动射流。 图 2． 4圆形出 151轴对称自由射流 1．主体段轴线流速衰减规律 流场按静压分布，射流各断面动量通量守恒，均等于出口断面的 动量通量，即 ‘， =fpu2． 2n39。 rdr=威石 0 (2一 18) 式中 U。 ， ro分别为出 121断面的流速和半径。 考虑到主体段各断面的流速分布存在相似性，即 吖厂 = 强 (219) 怍 为 特 征 半 厚 旦‰觑 当 当 分曲 ． f 时 ／●飞Ⅳ 列叫 将其代入上式中 积 分 取得 14 哈尔滨丁程大学硕士学位论文 fU2砌 =≯ 26； =瑶等 (220) 设射流厚度线性扩展，即 b。 =“ (221) 代入 (220)式，得 一 u．烈 1(D2／ o 42c工 ]＼工／ (2． 22) 、 7 根据相关实测资料“”， c=0． 114，则上式变 为 鱼： 6． 2_o (2． 23) “ O 工 该式表明，圆形紊动射流主体段轴线流速随 x“而变。 2．流量沿程变化 射流任意断面的流量可表示成 Q=fU． 2砌嘲 f岬一№ )2 rdr ： z万‰亏 b2 r。 坤 [一 (考 ]2仗亡 ]2：删∥ @之 4’ 考虑到出口流量蜴 =i1石 D。 “。 ，故流量比为 旦： !丝鱼 (225) Q D2 U0 将式 (223)及 c值代入上式，得 里： o． 32x (2 26) Qo D 3．初始段长度 令 Urn=U0，可得圆形紊动射流初始段长度 厶 =6． 2D f2 27) 2． 4高温高压水水下排放噪声机理 J5 哈尔滨丁程大学硕士学忙论文 2． 4． 1空化噪声 空化是由于局部静压力减小，从而引起液体或液体一固体界面的 断裂，断裂形成宏观的或可见的气泡。 高温高压水在喷出的瞬间压力降低到环境水的低压力，达到过热 状态，闪发成汽泡。 由于汽泡和周围水的汽液混合层内存在着较大的 温度梯度，所形成的汽泡会很快地由最大直径坍塌并破裂。 在空泡的 发育和溃灭过程中，由于汽泡体积的迅速变化造成强烈的压力脉动， 会产生强烈的空化噪声 D|111。 这是因为，一方面空泡辐射噪声机 理基 本上属于脉动源 (单极子 )类型，这是一种最有效的声辐射源。 另一方 面，空泡在其闭合到最小半径前后瞬间具有相当大的体积脉动率，因 此虽然空泡的体积很小，但其辐射的噪声声压却很大。 广义的 Light hill方程式“”： 妒驴扣矾阢，一岳 V 陋 2s， 式中见一一声压， Pat ％一一液体中的声速， m／ s v一一液体中单位体积内质量的脉动速率， kg／ m3 s； ，．一一作用在单位体积上的脉动外力， N； f．．一一流体应力张量， N／ m。 对于所讨论的问题，声源仅与立体的脉动质量有关，因而上式可 以简化为 V2p， 一言 J}； =一 p (229) 由于汽泡的尺寸远小于噪声的波长，上式的解”” 见 (吖 )=掣 (2． 3。 ) 且 Q=IJv∥ =丢 (们 式中 P一一液体的密度， kg／ m3： 哈尔滨工程大学硕士学位论文 f一～时间， s； ，一一由汽泡中心至液体中任意点的径向距离， m： V一一任意时刻汽泡的体积． n13。 在液体中，密度的变化可以忽略不计，即有 p=岛。 po为初始时 刻流体的密度。 从而 (230)式可以写成 只 (叫 =掣 (2． 31) 设在任意时刻汽泡的半径为 R。 则有 矿 =扣 3(232) 从而 旷 =4zr(R2直 +2砝 21 (2． 33) 将上式带入 (231)式中，得到汽泡半径为月时，径向距离，处声 压见 (r， r)为 咖 )；堂半型 (2．。 ) 式中矗，矗分别为汽泡半径对时间的一次导数与二次导数。 式 (234)说明汽泡半径变化的快慢直接影响到噪声声压的大小。 在汽泡收缩过程中，它的变化速度是越来越快的，而且水温越低，变 化越快。 此外，形成汽泡的初始半径的大小也直接影响到产生噪声的 大小。 汽泡初始半径大，汽泡破裂产生的声压级也高；初始半径小， 汽泡破裂产生的声压级也低。 图 2． 5给出了经典理 论预计的一个典型气泡生长和崩溃周期。 在 这种预计中，当半径接近于零时，速度为无穷大。 实际上，由于汽泡 可压缩性的影响，以及溶解于水中永久性气体的作用，汽泡的崩溃速 度不可能无限大。 永久性气体除了控制空化的起始过程，另一种主要作用是缓冲最 后的崩溃过程，并把快速崩溃气泡的一部分能量作为势能储存起来。 哈尔滨工程大学硕士学位论文 形成的空穴并再次崩溃，通常这种过程要重复四、五次。 图 2． 6描述 了含有永久性气体的空化气泡的生长和崩溃过程。 半径 一 {●●一 时同 图 2． 5理想的不可压缩流体中气泡按经典理论的生长和崩溃过程 + 声压 0 图 2． 6有限气体含量的空化气泡的生长和崩溃 许多现象影响着气泡的生长和崩溃，在生长和崩溃周期的不同阶 18 哈尔滨工程大学硕士学位论文 段，不同的现象分别起重要作用。 这些现象包括运动边界的压力场和 速度场、表面张力、蒸发、熟传导、粘滞性和可压缩性。 除了空穴最 初生长和最后崩溃期间以外，两个主要作用是运动表面的速度场和压 力场的相互作用。 + 害 0 图 2． 7空泡崩溃产生的压力脉冲 空泡现象所固有的体积变化，像单极子一样辐射声音，空化气泡 的大部分声音都在崩溃阶段辐射。 其生长和崩溃过程的声压可以用图 2． 7来表示。 汽泡崩溃的辐射包括一个低频的、负的汽泡振荡分量和 一个非常尖的、正的峰值。 气泡的崩溃时间接近其生长时间的四分之 三。 当气体含量很高时候，特别是在气体空化的情况下，低频分量是 主要的；而在汽化空化的情况下，正脉冲最重要。 空化可以当作为一个随机过程来处理，并用统计方法推导其频谱 特性。 当有大量的气泡生成并崩溃时， 由于各气泡崩溃的脉冲性质和 出现次序是随机的，所以得到的频带很宽。 空化噪声在 O一 100kHz上 均有分布，并且存在～个极值，改变压力、流速和物体的形状可在较 大程度上改变空化噪声的频谱分布和强度。 理想的宽带空化噪声谱如图 2． 8所示。 空化谱级很快上升到一个 19 哈尔滨工程大学硕士学位论文 峰值，然后在一个很宽的频带上以 6dB／倍频程的速度下降。 ， m f 图 2． 8理想空化谱 空化辐射的声功率是每个气泡辐射的平均能量与每秒钟气泡崩溃 数目 的乘积。 由于每次崩溃辐射的能量正比于崩溃压力与最大汽泡体 积的乘积，因此辐射功率正比于单位时间所产生的全部空化体积““， 即 ％ zP等 (235) 测得的空化频谱表明，峰值频率较低，不过它是随崩溃压力而增 加的。 舰船、潜艇在航行中产生的空化噪声频谱的峰值通常位于 100～1000Hz的十倍频程内，在高航速的潜艇和浅海情况下移向低频。 在峰值以下，频谱以 6～ 12dB／倍频程的速率增加。 高频时，在峰值频 率以上的一个或几个倍频程中，频谱以接近 6dB／倍频程的速度下降。 空化进一步发展时，高频辐射强度略有减小。 这可能是由于气泡 内的气体含量增加对崩溃起缓冲作用，以至高频声下降，或者是由于 许多气泡的存在引起介质本身的声学特性变化而造成的。 在含有气泡 哈尔滨工程大学硕士学位论文 的液体中，声速急剧下降。 因此，在较低的崩溃速度下，可压缩性的 作用变得很重要，它有降低气泡壁最大崩溃速度的趋势。 空化气泡都是含有蒸汽和气体的混合物，根据以哪种气体为主， 可分为汽化空化和气体空化，汽化空化引起与空化有关的大量噪声和 剥蚀。 高温高压水喷入到水中时产生的空化是体空化，而管道中产生 的空化会出现在两个地方，即在流 体与固体界面或在液体内部，实际 上大多数空化出现在固体的表面，或非常接近固体表面的地方，称为 边界空化或表面空化。 在表面空化中，靠近固体边界的气泡非对称崩 溃，在这个过程中，气泡畸变成长球形空泡，离边界较近的表面冲击 固体边界，引起固体边界的强烈振动和剥蚀。 2． 4． 2流噪声 当流体流经介质表面时，便形成一个边界层，边界层中流速从一 个与流速有关的值减小到表面的零值。 在流速很低的管中，流体粘性 起主要作用，边界层为层流。 但是在流速较高的情况下，边界层变为 湍流边界层，涡流起主要作用，涡流的动量转移变得比 粘性转移更重 要。 层流的脉动很小，所以层流边界层的流噪声可以忽略不计。 正是 湍流边界层的涡流运动导致速度和压力脉动增大，从而产生流噪声。 流噪声的产生主要包括两部分 Itt]： (1)脉动速度和脉动压力直接 产生的向附面层以外空间的声辐射； (2)附面层脉动压力激起的固体 边界 (一般是弹性薄壳 )的随机振动和伴随的辐射噪声。 附面层的 脉动压力正比于来流的动压力 ({p嵋 )，因此，当水下流体的流速达 到空气中流体速度的 1／ 30时，在它们的附面层中，就具有相同量级 的脉动压力。 当表面粗糙或表面凹凸不平时，脉动压力的强度和 功 率谱的形式都会有显著的变化，这种变化在附面层的不同位置也会 不同。 流体在非刚性体上或在管道内流过时，湍流通过与界面的相互作 用生成的流噪声可以成为重要噪声源，其声辐射效率和马赫数的平方 成正比”“。 21 哈尔滨 T程大学硕十学位论文 2． 4． 3湍流噪声 在湍流中不仅介质质点运动速度存在随机起伏，而且介质中各 点压力亦为随机起伏量，湍流介质可能由于三种原因而进行噪声辐 射 n％ (1)由于作用在介质各小质量元表面上的内应力的空间变化； (2)由于介质密度 P的空间变化； (3)由于湍流中起 伏的 Reynolds应 力，亦即介质各部分间彼此通过界面所交换的动量的空间变化。 实 际湍流中的噪声辐射，主要是由于上述第三种原因所造成。 因此， 湍流噪声辐射机理可描述为由于介质中各点处的速度脉动，引起各 质量元的动量起伏与其彼此间通过界面动量的交换率的起伏，而后 者的空间变化率直接形成声辐射。 在湍流中只有作用在介质质量元相对两个面上的起伏的 Reynolds 应力之差，才引起噪声辐射。 高压水喷出时形成高速的射流，和周围 水发生湍流混合，产生射流的速度剪切层和湍流区，使水的稳定状态 受到破坏而产生很大的扰动， 这就产生了湍流噪声。 这种噪声和流体 的流速以及环境压力有关，主要以多极子形式向外辐射 m，噪声辐射 功率一般是很低的。 在射流中，大约 1／ 6的流体机械功率以湍流振动功率。