付 哲，李鈺潔，張?bào)匏桑瑒⒂垒?，余又紅，賀 星

(海軍工程大學(xué) 動(dòng)力工程學(xué)院，武漢 430033)

隨著燃?xì)廨啓C(jī)技術(shù)日益成熟，提高渦輪進(jìn)口溫度已成為提高燃?xì)廨啓C(jī)性能的有效方法之一。然而，一味地提高渦輪進(jìn)口的溫度，最終會(huì)使得燃?xì)獾臏囟瘸^葉片材料的許用溫度，降低燃?xì)廨啓C(jī)使用壽命。因此，研究葉片在工作中的傳熱特性及端區(qū)的換熱規(guī)律可以為變幾何渦輪葉片[1]的冷卻設(shè)計(jì)提供理論支撐，有助于燃?xì)廨啓C(jī)性能的可持續(xù)提高，具有非常實(shí)際的應(yīng)用價(jià)值。就目前而言，變幾何渦輪的設(shè)計(jì)難度及其自身帶來的附加損失是制約該技術(shù)發(fā)展的重要因素[2-5]，因此，可以從傳熱角度出發(fā)，研究如何最大程度上降低渦輪變幾何帶來的損失。

另一方面，對(duì)于燃?xì)廨啓C(jī)而言，提高熱效率可以借助提高燃?xì)獬鯗剡@一方法實(shí)現(xiàn)。為了提高發(fā)動(dòng)機(jī)的推力與效率，需要提高渦輪進(jìn)口溫度。因此，直接影響進(jìn)口溫度的渦輪葉片傳熱設(shè)計(jì)尤為重要。Giel[6]等借助瞬時(shí)液晶測溫的方法，對(duì)某型渦輪動(dòng)葉的表面換熱規(guī)律進(jìn)行了深入研究，其中考慮的因素主要包括渦輪進(jìn)口處的雷諾數(shù)與湍流度，以及出口處的馬赫數(shù)。除了對(duì)動(dòng)葉進(jìn)行研究，韓俊[7]以某高壓渦輪第一級(jí)導(dǎo)葉為研究對(duì)象，深入研究并改進(jìn)了它的傳熱設(shè)計(jì)結(jié)構(gòu)，最終表明好的冷卻結(jié)構(gòu)可以加強(qiáng)換熱效果，使導(dǎo)葉的平均溫度大幅下降。孟福生、高杰[8]團(tuán)隊(duì)為了研究渦輪端區(qū)的傳熱規(guī)律，運(yùn)用SST模型對(duì)某型渦輪靜葉進(jìn)行了數(shù)值模擬與分析，并通過實(shí)驗(yàn)結(jié)果對(duì)先前判斷的傳熱預(yù)測現(xiàn)象進(jìn)行了有力的驗(yàn)證。

由于渦輪流道中的流體運(yùn)動(dòng)涉及流體力學(xué)與固體力學(xué)的結(jié)合，因此本文采用了流固耦合方法進(jìn)行分析。大量的實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，CFD技術(shù)可以模擬出靜葉轉(zhuǎn)動(dòng)不同角度時(shí)變幾何渦輪性能上的差異[9-10]。翁史烈[11]院士提出的建立擬合變幾何渦輪特性的數(shù)學(xué)模型的想法。哈爾濱工程大學(xué)的劉順隆、馮永明[12-15]對(duì)某型船用變幾何渦輪也進(jìn)行了三維粘性數(shù)值模擬后發(fā)現(xiàn)，渦輪變幾何的關(guān)鍵在于可轉(zhuǎn)導(dǎo)葉的不同開度。本文對(duì)某型船用燃?xì)廨啓C(jī)高壓渦輪可變幾何導(dǎo)葉進(jìn)行了適當(dāng)簡化，利用SolidWorks軟件建立相應(yīng)模型，并在CFX軟件中進(jìn)行流固耦合分析，在設(shè)計(jì)工況附近且工況一定的前提下改變導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度，討論并得到了導(dǎo)葉端區(qū)換熱情況的變化規(guī)律。

1 計(jì)算模型

計(jì)算模型為某型船用燃?xì)廨啓C(jī)渦輪可變幾何導(dǎo)葉，其三維視圖如圖1所示。該型葉片端部間隙高度為1 mm，旋轉(zhuǎn)軸直徑為20 mm，軸心通過機(jī)匣球面圓心，旋轉(zhuǎn)軸中心的位置位于葉片近前緣40%弦長位置。該級(jí)進(jìn)口導(dǎo)葉數(shù)目為40，葉高為62 mm，弦長86.8 mm。

圖1 三維葉片模型及流場模型

為防止導(dǎo)葉轉(zhuǎn)動(dòng)時(shí)與機(jī)匣發(fā)生碰撞，在渦輪設(shè)計(jì)時(shí)對(duì)可調(diào)導(dǎo)葉葉端和機(jī)匣采用球面端壁的處理方法，使葉端間隙高度均勻一致。葉片在設(shè)計(jì)狀態(tài)下，其進(jìn)口氣流角為0°，對(duì)應(yīng)的流場模型如圖1所示。為避免回流帶來的影響，流場計(jì)算域從尾緣處延伸2.5倍弦長。

2 網(wǎng)格模型和邊界條件

2.1 網(wǎng)格模型

作為分析的直接載體，生成的網(wǎng)格既要準(zhǔn)確描述幾何圖形，又要盡可能降低后期模擬運(yùn)算的難度。本文用到的葉片模型和流場模型均來自SolidWorks軟件，使用CFX的內(nèi)置Mesh模塊進(jìn)行網(wǎng)格劃分。

為提高網(wǎng)格質(zhì)量，對(duì)網(wǎng)格中出現(xiàn)的畸變、負(fù)網(wǎng)格等現(xiàn)象進(jìn)行優(yōu)化。其中進(jìn)口處吸力面網(wǎng)格尺寸由0.002 5 m調(diào)整為0.001 5 m；以尾緣所在直線上的點(diǎn)為原點(diǎn)，建立一系列球面坐標(biāo)系，并分別使用半徑為0.005 m的球域?qū)ξ簿壊糠诌M(jìn)行區(qū)域加密。與此同時(shí)，還適當(dāng)?shù)膶?duì)葉片頂部的圓盤等幾何過渡變化較快的區(qū)域進(jìn)行網(wǎng)格加密處理。經(jīng)過改進(jìn)及優(yōu)化，在對(duì)流體域與固體域網(wǎng)格進(jìn)行無關(guān)性分析后，最終固體域的網(wǎng)格節(jié)點(diǎn)數(shù)為2 269 082，網(wǎng)格數(shù)為1 601 962；流體域的網(wǎng)格節(jié)點(diǎn)數(shù)為762 410，網(wǎng)格數(shù)為2 641 741。整體網(wǎng)格劃分并未出現(xiàn)網(wǎng)格畸變等現(xiàn)象，且過渡區(qū)域平滑正常，如圖2所示。

圖2 流場網(wǎng)格及局部放大

2.2 邊界條件

本文使用ANSYS CFX中的Solver模塊進(jìn)行數(shù)值模擬，并在計(jì)算前將網(wǎng)格導(dǎo)入CFX-Pre中進(jìn)行邊界條件設(shè)定。熱量傳遞模型設(shè)定為Total Energy，并參照前文提到的孟福生、高杰[8]團(tuán)隊(duì)的例子將湍流模型設(shè)定為SST模型。設(shè)定周期性邊界面類型為旋轉(zhuǎn)性周期面，如表1所示，壁面溫度為1 024 K，傳熱系數(shù)為1 200 W/(m2·K)，殘差設(shè)置為10-6。

表1 進(jìn)出口邊界條件

3 結(jié)果分析

改變導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度，并采用與前面的計(jì)算相同的方法進(jìn)行仿真模擬，得到在同一工況下不同導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度對(duì)導(dǎo)葉端區(qū)部分的換熱情況的影響，考慮到流場的大小及本身特性，本文選取的導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度為-3°、0°、+8°。

3.1 端區(qū)及導(dǎo)葉表面流場分析

圖3為變幾何渦輪導(dǎo)葉葉片端區(qū)靜壓分布示意圖。從單一圖中可以看出，整個(gè)流場的端區(qū)靜壓在入口未接觸葉片之前沒有太大變化；當(dāng)高溫燃?xì)饬鹘?jīng)葉片前緣時(shí)，受葉片的阻礙影響，氣流從中間向流場的兩側(cè)運(yùn)動(dòng)，并分別在壓力面和吸力面上形成了不同的壓力分布，在圖3上反映為壓力面的整體壓力相對(duì)吸力面而言要更大一些，這個(gè)壓力差進(jìn)一步推動(dòng)了泄漏流的形成。同時(shí)，流道變窄意味著氣流流速增加，壓力進(jìn)一步降低。

圖3 流場端區(qū)靜壓分布圖

這其中變幾何渦輪的導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)軸的存在會(huì)使葉頂和葉根處即機(jī)匣與葉片之間產(chǎn)生間隙，因此燃?xì)庖矔?huì)在先前的壓力差的推動(dòng)下經(jīng)間隙迅速從壓力面這一側(cè)流向吸力面的那一側(cè)，最終形成泄漏渦。由于間隙空間相對(duì)較小，因此氣體在間隙中可以充分提速，在圖3中表現(xiàn)為壓力明顯降低的深藍(lán)區(qū)域。在經(jīng)過葉片之后，流場恢復(fù)了原有尺寸，因此壓力變化逐漸趨緩。

另一方面，比較壓力分布的異同可以發(fā)現(xiàn)，在同一工況下，導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度對(duì)于流場的靜壓分布整體而言影響較小，有明顯變化的區(qū)域集中分布在葉頂間隙及葉片尾緣部分。變幾何渦輪從總體上雖然提高了燃?xì)廨啓C(jī)在低工況下的性能，但實(shí)際上會(huì)使渦輪的氣動(dòng)性能有所下降，具體表現(xiàn)為圖3中泄漏渦引起的壓力驟降。

在圖3中可以看到，隨著導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度的變化，對(duì)應(yīng)區(qū)域的壓力變化快慢也發(fā)生了改變，在圖3中表現(xiàn)為+8°的葉頂?shù)蛪簠^(qū)域(深藍(lán)色)面積最大，隨后依次是0°、-3°。這說明在工況一定的前提下，適當(dāng)調(diào)整導(dǎo)葉角度可以減少低壓區(qū)域的面積大小，有利于壓力損失的降低。

圖4給出了在同一葉高下，當(dāng)導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)不同角度時(shí)，葉片表面沿流向的靜壓分布曲線。

圖4 葉頂區(qū)域葉片表面靜壓分布(壓力面靜壓分布為上方曲線)

由于本文重點(diǎn)研究端區(qū)的流動(dòng)特性，因此將葉高位置選擇在靠近上壁的葉頂區(qū)域。氣流由進(jìn)口進(jìn)入流場，遇葉片前緣后分向兩側(cè)流動(dòng)。由曲線可知，與壓力面相比，吸力面一側(cè)的壓力下降得更快，在圖4中表現(xiàn)為吸力面一側(cè)的曲線在橫坐標(biāo)為0.2附近就有了相對(duì)更大的壓力梯度。相比之下，壓力面開始的壓力變化就很小，基本與進(jìn)口總壓1 945.5 kPa持平。因此壓力面的大部分區(qū)域都處在高壓區(qū)，直至氣流到達(dá)葉片的尾緣部分壓力才開始明顯下降。通過分析壓力面一側(cè)的靜壓分布可以發(fā)現(xiàn)，與吸力面短暫出現(xiàn)了逆壓力梯度不同，壓力面全程的壓力梯度都是一致的，壓力一直在降低，只是下降的速度有所不同。

對(duì)比三條閉合曲線可以發(fā)現(xiàn)，導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度的變化并不會(huì)根本性地改變?nèi)~片表面的靜壓分布，只會(huì)影響靜壓分布波動(dòng)的幅度范圍和先后快慢。從整體上看，葉片的平均靜壓由前緣向尾緣方向逐步降低，并且壓力面一側(cè)的靜壓分布明顯更大。同時(shí)，受旋轉(zhuǎn)軸的影響，吸力面一側(cè)的靜壓分布明顯要比壓力面一側(cè)的靜壓分布更復(fù)雜。分析吸力面一側(cè)的靜壓分布可以發(fā)現(xiàn)，由于旋轉(zhuǎn)軸會(huì)阻礙間隙的泄漏氣體流動(dòng)，因此在繞過旋轉(zhuǎn)軸流入吸力面時(shí)，氣體的流速會(huì)加快，并在橫向壓力梯度的作用下不斷翻滾、摻混，最終形成了泄漏渦。當(dāng)沿流向達(dá)到0.7至0.8時(shí)，三種旋轉(zhuǎn)角度的靜壓都有了一個(gè)短時(shí)間的迅速提高。這個(gè)短暫的波動(dòng)帶來了逆壓力梯度，同時(shí)可以看出，+8°的逆壓力梯度明顯要早于0°和-3°出現(xiàn)。這是因?yàn)樵谌M不同的導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)方案中，+8°的泄漏渦形成的初始位置相對(duì)而言更靠前，而泄漏渦行程的初始位置影響著逆壓力梯度的起始位置，因此更早出現(xiàn)了逆壓力梯度。逆壓力梯度的提前出現(xiàn)在一定程度上加大了靜壓分布變化的幅度。另外，對(duì)比三組曲線在吸力面一側(cè)的壓力分布也可以發(fā)現(xiàn)，-3°的表面靜壓分布在同一位置幾乎全都大于另外兩個(gè)角度的靜壓分布，其次是0°，最后是+8°。這是因?yàn)閷?dǎo)葉在改變旋轉(zhuǎn)角度的過程中，旋轉(zhuǎn)軸對(duì)于泄漏渦的阻礙作用有所不同，進(jìn)而造成了不同的下降趨勢及幅度。分析壓力面一側(cè)三組曲線的異同也能看出，不同的旋轉(zhuǎn)角度對(duì)應(yīng)的壓力變化快慢即壓力梯度也不相同。以壓力梯度變化較大的葉片尾部為例，在圖中可以明顯發(fā)現(xiàn)從橫坐標(biāo)由0.6變化至1的過程中，導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度為-3°時(shí)，壓力下降的幅度更大，因此-3°對(duì)應(yīng)的壓力梯度更大，其次是0°，最后是+8°。另外，在靠近尾緣的區(qū)域，也出現(xiàn)了明顯的逆壓力梯度。

由于壓力面與吸力面之間存在壓力差，因此當(dāng)工質(zhì)進(jìn)入流場后，其中一部分會(huì)通過端壁間隙，即從葉頂和葉根處穿過葉片進(jìn)而形成泄漏流。壓力差越大，泄漏流流速越快。由于泄漏流流速較快，因此這股氣流在通過間隙后會(huì)繼續(xù)向后延伸，并在吸力面一側(cè)與下一級(jí)動(dòng)葉中的氣流摻混在一起，最終形成泄漏渦。這更增加了渦輪下一級(jí)的附加損失。

(a)-3°

(b) 0°

(c)+8°圖5 葉頂區(qū)域三維流線分布及各截面處總壓損失

基于圖5的總壓損失圖及其截面，計(jì)算出不同導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度下截面上的平均總壓損失，如圖6所示。橫向比較可以得出，隨著截面由葉片前緣逐漸向葉片尾緣方向移動(dòng)，總壓損失在不斷增大。這說明了泄漏渦從形成逐步延伸的整個(gè)過程中，渦流的運(yùn)動(dòng)對(duì)吸力面一側(cè)的壓力分布影響越來越大。對(duì)比不同導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度下的總壓損失變化情況可以發(fā)現(xiàn)，在泄漏渦剛剛形成之初，不同旋轉(zhuǎn)角度的總壓損失基本一致，然而隨著泄漏渦范圍的延伸，+8°的總壓損失相對(duì)而言增加緩慢，中間與0°時(shí)的總壓損失持平，最終反而被+8°與0°超過。這進(jìn)一步證明了圖5中+8°葉片尾緣處的泄漏渦范圍相對(duì)更加集中，與另外兩個(gè)旋轉(zhuǎn)角度相比對(duì)壓力分布的影響更小。

圖6 導(dǎo)葉不同旋轉(zhuǎn)角度下各截面處的平均總壓損失

圖7給出了流場端區(qū)截面的馬赫數(shù)分布云圖?？梢钥闯觯S著流體的運(yùn)動(dòng)，流道的橫截面積不斷收窄，當(dāng)?shù)伛R赫數(shù)也在逐步增加，這其中喉部位置的馬赫數(shù)相對(duì)更高，在圖7中形成了小范圍的淺黃色區(qū)域。對(duì)比三張分布圖可以看出，當(dāng)導(dǎo)葉由-3°旋轉(zhuǎn)至+8°度時(shí)，喉部面積不斷增大，進(jìn)而導(dǎo)致其流速逐漸降低，因此當(dāng)?shù)伛R赫數(shù)也有逐漸下降的趨勢。在圖7中表現(xiàn)為導(dǎo)葉從-3°旋轉(zhuǎn)至+8°的過程中，原喉部位置淺黃色的高馬赫數(shù)區(qū)域因流速下降而延后出現(xiàn)，+8°的喉部位置淺黃色區(qū)域幾乎消失。與此同時(shí)，在吸力面一側(cè)出現(xiàn)了明顯的偏紅色的超音速區(qū)域，這是由圖3中提到的端區(qū)葉片尾部的深藍(lán)色低壓區(qū)造成的。此處壓力差的增加促使流速迅速增加，并形成了前文的三維流線分布中的紅色高速區(qū)域，在馬赫數(shù)分布圖中也反映為紅色的超音速區(qū)域。

圖7 端區(qū)截面馬赫數(shù)分布圖

3.2 端區(qū)流場及葉片端區(qū)溫度場分析

圖8與圖9分別為葉片周圍的端部區(qū)域和葉頂區(qū)域的溫度分布圖。結(jié)合上一部分的流場分析可知，端部區(qū)域的工質(zhì)流動(dòng)情況影響著該區(qū)域的溫度分布。葉片前緣部分的溫度基本保持不變并且為整個(gè)區(qū)域中溫度最高的部分；工質(zhì)進(jìn)入受葉片阻擋的狹窄流道區(qū)域時(shí)，伴隨著流速的增加，葉片與流體工質(zhì)之間的熱量傳遞也不斷增強(qiáng)，最終導(dǎo)致區(qū)域溫度呈階梯式下降，這一現(xiàn)象在壓力面一側(cè)的葉片尾部和吸力面一側(cè)的葉片中部等流速變化激烈的地方均有體現(xiàn)。全端區(qū)溫度最低的藍(lán)色區(qū)域位于吸力面一側(cè)的葉片尾部。由于前文中提到的泄漏渦的存在，二次流的摻混造成此處的流體流速過快進(jìn)而產(chǎn)生了一個(gè)低溫區(qū)。但由于泄漏渦的延伸范圍有限，渦流僅在剛剛形成之初推動(dòng)當(dāng)?shù)亓魉僭黾樱秶由旌髮?duì)流速的影響逐步減弱，因此實(shí)際的低溫區(qū)面積并不大。與端區(qū)的溫度分布規(guī)律類似，觀察葉頂區(qū)域的溫度分布可以發(fā)現(xiàn)，溫度總體上也由前緣向后緣方向降低。葉頂?shù)牡蜏貐^(qū)域主要集中在葉片尾緣靠近吸力面一側(cè)，這也是受到了前文提到的泄漏渦的影響。由于泄漏渦在形成初期貼近葉片，并在延伸過程中逐漸遠(yuǎn)離吸力面，因此從圖9上可以看出葉頂區(qū)域的吸力面附近其低溫區(qū)域面積大小要超過端區(qū)部分的低溫區(qū)域面積大小。

圖8 端部溫度分布圖

圖9 葉頂溫度分布圖

另一方面，比較在不同導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度下的溫度分布可以發(fā)現(xiàn)，導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度會(huì)影響溫度降低的快慢，在圖9中表現(xiàn)為+8°的壓力面一側(cè)與吸力面一側(cè)溫度下降得更早，0°其次，最后是-3°。當(dāng)導(dǎo)葉由-3°旋轉(zhuǎn)至+8°時(shí)，流道內(nèi)部的喉部面積變大，更多的工質(zhì)涌進(jìn)流道中，進(jìn)而加快了壓力面一側(cè)的葉片尾部和吸力面一側(cè)的葉片中部的當(dāng)?shù)亓魉?，從而使溫度提前下降。而?duì)比不同旋轉(zhuǎn)角度下葉頂區(qū)域的溫度分布也能發(fā)現(xiàn)，隨著角度的變化，導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)軸所在的圓盤區(qū)域的溫度分布也不同。這其中-3°的圓盤區(qū)域溫度最低，0°其次，最后是+8°。這說明了當(dāng)氣流由壓力面一側(cè)經(jīng)葉頂間隙流向吸力面一側(cè)時(shí)，導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)軸對(duì)氣流產(chǎn)生了阻礙作用，且隨著旋轉(zhuǎn)角度的變化，阻礙作用也發(fā)生著一定的變化。從圖9分析，當(dāng)導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)至+8°時(shí)，流速下降更慢，因此圓盤區(qū)域的溫度下降也更小。

3.3 熱應(yīng)力分析

圖10為在不同的導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度下葉片上的熱應(yīng)力分布圖。從圖10可以看出，葉片熱應(yīng)力較大的地方主要集中分布在葉頂及葉根的旋轉(zhuǎn)軸圓盤上。這與熱應(yīng)力本身的特性有很大關(guān)系。熱應(yīng)力的大小與溫度差的高低和機(jī)械工件的銳鈍有關(guān)，因此在圓盤邊緣等較為尖銳的葉片末端部位，熱應(yīng)力自然會(huì)增加。與此同時(shí)，旋轉(zhuǎn)軸的存在增加了葉片內(nèi)部結(jié)構(gòu)的復(fù)雜程度，導(dǎo)致旋轉(zhuǎn)軸與葉片的交界面的熱應(yīng)力也隨之增加，在圖中表現(xiàn)為葉片中部的熱應(yīng)力更大一些，而且越靠近葉頂和葉根兩端，熱應(yīng)力也就越大。而在導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)的過程中，葉片上的熱應(yīng)力分布其總體變化趨勢并沒有發(fā)生根本上的改變，這進(jìn)一步驗(yàn)證了在溫度場分析中導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)角度的改變對(duì)葉片溫度場分布影響較小的結(jié)論。

圖10 導(dǎo)葉熱應(yīng)力分布

4 結(jié)論

本文對(duì)某型船用燃?xì)廨啓C(jī)高壓渦輪可變幾何導(dǎo)葉進(jìn)行了流固耦合分析，著重研究了導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度對(duì)于葉片端區(qū)及葉片表面的流場影響，并對(duì)葉片周圍的溫度場及葉片受到的熱應(yīng)力進(jìn)行了分析探討，得到以下結(jié)論：

(1) 導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度并不會(huì)對(duì)端區(qū)流場及葉片表面的氣動(dòng)特性產(chǎn)生很大影響，變化區(qū)域主要集中在吸力面一側(cè)及葉頂間隙處。壓力面與吸力面之間的壓力差和導(dǎo)葉旋轉(zhuǎn)軸及端區(qū)間隙的存在加速了泄漏渦等二次流的形成，影響著葉片及其周圍的流場分布。

(2) 由于旋轉(zhuǎn)軸的存在，從間隙流過的氣體會(huì)產(chǎn)生圓柱繞流現(xiàn)象，進(jìn)而阻礙了泄漏渦的形成。改變導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度，對(duì)泄漏渦的阻礙作用及程度也會(huì)發(fā)生改變，從而影響了泄漏渦的初始位置及延伸范圍。因此選擇適當(dāng)?shù)男D(zhuǎn)角度可以降低泄漏渦對(duì)流場造成的壓力損失。

(3) 整體上葉片表面大部分區(qū)域的熱應(yīng)力都比較小，只有葉頂及葉根的圓盤熱應(yīng)力比較大。圓盤上的熱應(yīng)力主要集中分布在圓盤靠近葉片前緣部分和靠近葉片尾緣部分，圓盤上靠近壓力面與吸力面的部分其熱應(yīng)力反而很小。旋轉(zhuǎn)軸的存在導(dǎo)致葉片中部的熱應(yīng)力也相對(duì)更大一些，且越靠近葉頂葉根兩端應(yīng)力越大，達(dá)到了130 MPa，與溫度場分布類似，改變導(dǎo)葉的旋轉(zhuǎn)角度對(duì)于葉片整體的熱應(yīng)力分布影響不大。