IV储氢气瓶金属BOSS受力过大？

《考虑高压储罐泄漏的氢射流特性表征的阴影图研究》是发表于《InternationalJournalofHydrogenEnergy》的一篇论文，作者为MakotoAsahara等人。该研究通过对时间序列阴影图进行粒子图像测速和快速傅里叶变换-逆快速傅里叶变换（IFFT）分析，研究了近场中超高压氢射流的非稳态特性，主要内容总结如下：一、研究背景-氢供应设施的安全距离通过分析存储压力下泄漏氢的浓度分布来确定，通常以0.2mm直径针孔的泄漏情况为标准。-日本规定82MPa高压氢气存储设施的安全距离为8m（基于泄漏点水平距离，此时时间平均氢浓度为1%），该距离对应于氢-空气预混气体在标准条件下低可燃极限浓度（LFL）4%的安全系数4-此前对高压氢气存储设施的风险评估主要集中在通过恒定质量流量的圆孔排放的自由射流来研究远场平均氢浓度，对近场的冲击波结构、声波和速度的研究有限，但近场的非稳态特性对远场氢扩散有重要影响。-对于低压气体泄漏产生的亚音速射流，其轴上的速度和浓度等基本量已通过喷嘴直径的特征长度进行了概括，但对于高压气体释放形成的超音速射流，其特性研究主要集中在通过光学密度可视化技术（如Schlieren成像和阴影图）以及数值模拟来增强火箭发动机的性能。-粒子图像测速（PIV）用于评估亚音速射流的空间速度分布，但对于超音速流具有挑战性，Schlieren图像测速（SIV）则可用于测量超音速流速度，且研究表明SIV在揭示高压氢射流的近喷嘴场流体动力学方面是有效的工具。-大多数针对高压氢设施风险评估的实验主要关注远场平均氢浓度，对近喷嘴场的冲击波结构、声波和速度的研究有限，而了解近泄漏处的非稳态流体动力学特性对于理解强制点火下的火焰产生和发展行为至关重要，同时也有助于开发氢泄漏检测设备和确定设备的最佳放置位置。二、实验设置和数据分析方法1.实验装置-在日本汽车研究所的爆炸-耐火测试设施（直径18m，高16m的圆柱形结构）中进行实验，该设施用于进行车辆火灾测试，包括汽油车辆和压缩气体容器车辆，实验在配备有处理可燃和危险气体的排气系统的防爆实验室中进行，所有人员在实验期间撤离实验室，远程进行实验操作，由设施管理人员监督。-氢气通过调节器调整到特定的停滞压力，通过针孔喷嘴释放到大气中，通过阴影图法确定射流密度的二阶导数分布来可视化射流的非稳态行为。实验前，氢气使用压缩机充入压力蓄能器（SAMTECHCorp.，AccumulatorTYPE-3，ASSY/99MPa115L），达到最大压力95MPa，然后用氮气替换管道中的空气。打开蓄能器后部的阀门，将压力调整到表1中列出的所需值。通过远程打开气动阀，使氢气从水平安装的针孔喷嘴横向释放，与地面平行，针孔轴高度为1500mm，以确保地面不影响射流。释放的氢气由超压推出可燃气体排气系统安全排放。-针孔喷嘴由SUS316制成，与之前用于确定日本82MPa高压氢气存储设施安全距离指南的喷嘴设计相同，直针孔段长2mm，测试了直径为1.0、0.8、0.4和0.2mm的针孔，喷嘴精度保持相对误差小于10%。2.实验条件-实验中调整的关键参数包括针孔直径（de）和停滞压力（p0），针孔直径设置为0.2mm（安全规定中氢浓度扩散距离的标准直径）和1.0mm（安全指南中火焰热影响距离的标准直径），停滞压力p0假定为高压氢气存储设施中的存储容器压力，设置为45MPa（燃料电池拖车的最大运输压力）、70MPa（燃料电池车辆容器的最大填充压力）和90MPa（超过氢站的最大存储压力82MPa）。-在超音速射流中，在高压气体泄漏时喷嘴附近会观察到马赫盘等特征冲击波结构，远离喷嘴的扩散特性类似于亚音速射流。本研究中使用等效直径（θ）来评估射流的自相似性，根据密度比（p0/p∞）计算：实验环境温度为26.4-27.0°C，湿度为71%-73%，大气压为1006.1-1006.5hPa，视为标准条件。根据理想气体状态方程，式（1）中环境空气的密度（ρ∞）设置为1.1693kg/m³（使用环境压力（p∞：1006.3hPa）、环境温度（T∞：300K）和空气的气体常数（Rair：287J/（kg/K）计算）。假设针孔喷嘴内为等熵流和理想气体，针孔处的密度（ρe）使用p0、停滞温度（T0）、氢气的比热比（γ：1.409）和氢气的气体常数（RH2：4124.6J/（kg/K））计算。在这些实验高压条件下，氢气遵循实际气体的状态方程，但由于先前研究中在de=1.0mm和p0=40MPa时测量的流量与使用理想气体状态方程确定的流量差异小于10%，因此本研究也在p0=90MPa时使用式（1）并假设为理想气体进行计算。如果可接受一定程度的差异（小于10%），则可以简单地假设理想气体来评估等效直径。-假设针孔内为等熵流，根据马赫数（Me：1.0）和等熵方程可以计算针孔出口处的雷诺数。这里，针孔出口速度是声速，根据出口密度和温度基于等熵方程计算。这些参数使用NIST提供的流体系统热物理性质计算，其中考虑了高压下的实际气体效应。表1中列出的针孔出口处的雷诺数在10⁵或10⁶量级，证实了在这些实验条件下会发生高度湍流的射流。-由于氢与周围空气的密度差，水平释放的氢射流会受到浮力作用，导致射流轴（由射流特性定义的物理轴，如图1（a）所示）从针孔轴（由针孔喷嘴形状定义的几何轴，如图1（a）所示）垂直向上偏移。在针孔附近，由于针孔轴向动量超过浮力，射流轴的垂直向上位移可以忽略不计，但随着射流扩散更远，其动量消散，浮力效应变得更加显著。本研究中对针孔和射流轴进行了分别处理。3.观察系统-先前的研究中使用Schlieren成像来观察氢或其他氢射流的形状和湍流特性，本研究根据之前对82MPa高压氢射流阴影强度的研究，选择了阴影图法（相当于Schlieren方法的截止率为0），因为预期会有更强的阴影，且与Schlieren方法不同，阴影图法不需要进行刀刃调整，对时间有限的研究人员更有用。-使用波长为640nm、曝光时间为10ns、功率为50W的短脉冲激光（CavitarLtd.，CAVILUXSmart，A006-UHSTH2），通过将φ0.2mm针孔定位在透镜和凸面镜的焦点处创建精确的点光源。从点光源扩散的光被直径300mm的凹面镜（MizojiriOpticalWorks，Schlieren凹面镜，焦距为3000mm）反射，准直光靠近针孔喷嘴。凹面镜会聚的光通量投射到高速相机（NAC；MEMRECAMACS-1单色）的图像传感器上。高速相机的成像条件见表2。-实验中通过从监控室远程控制防爆防火测试单元中的高压氢注入系统进行实验。首先，向固态继电器电路发送24V信号，该电路向空气阀供气，导致其打开。由于按下开关和空气阀打开之间存在时间滞后，因此在针孔出口处放置激光以检测氢射流。当氢射流折射激光时，探测器捕获的发射光强度发生变化，这触发了高速相机的预触发功能，从而进行图像记录。此外，与高速相机时钟同步的触发信号被发送到短脉冲激光，确保激光振荡和高速相机记录的时间对齐。4.阴影图图像测速测量-先前对射流SIV的研究表明，当Schlieren刀刃相对于射流轴垂直或水平定位时，过大的截止率会导致光暗对比过于强烈，即溢出范围，这可能会在相关算法中引入误差。因此，SIV的最佳设置应表现出平衡的Schlieren灵敏度。先前的研究表明，高压氢射流表现出足够强的密度变化以产生明显的阴影，无需刀刃（截止率=0％），从而可以进行阴影图图像测速（ShIV）测量。考虑到SIV和ShIV的区别，后者消除了对示踪粒子或刀刃的需求，使实验能够使用廉价设备快速进行。-为了对阴影图图像进行去噪并便于比较不同拍摄的图像信息，参考了用于Schlieren图像和激光拉曼散射强度的图像预处理技术。在本实验中，对收集的阴影图时间序列图像进行时间分辨分析，如图3所示，以获得速度的空间分布。首先，对阴影图图像进行了若干预处理步骤，包括均值、中值和高斯减法过程，以提高图像质量。接下来，使用商业PIV软件（KoncertoII，SEIKADigitalImageCorporation）基于图像变形相关的标准快速傅里叶变换（FFT）互相关方法获取速度矢量（ui，j），并使用四阶精度B-样条插值进行进一步插值。询问窗口大小设置为32×32像素。在后期处理阶段，使用全局直方图均衡化和中值滤波器（5σi，j）减少误差矢量。5.非稳态数据分析程序-最近，适当的正交分解和动态模式分解已被用于从实验和数值模拟获得的压力和速度场数据中提取主要的流动结构。在初步步骤中，应用这些技术使用阴影图系统捕获的亮度值提取主要的射流流动结构，但归一化的第一模式能量小于1％，表明无法提取主要的射流流动结构。为了更深入地了解射流在波长和角频率方面的非稳态行为，对阴影图的时间序列图像进行了FFT。将每个快照的亮度值组织成数据矩阵b∈Rm×n，如图4所示。通过应用FFT，将每行的时间域转换为频率域，得到矩阵B∈Cm×n。此外，使用逆FFT（IFFT）重建特定频率模式的空间分布。三、结果和讨论1.高压氢射流的可视化通过阴影图-阴影图显示了高压氢射流的初始发展行为，包括沿针孔轴的直立扩散和复杂的皱纹阴影，以及14ms后从针孔附近向周围区域扩展的马赫波。x-t图展示了氢射流尖端的时间演变，梯度行为的变化表明了射流的发展，大约在17ms前后发生，与空气释放阀完全打开的时间相对应。在大约16ms时，针孔喷嘴出口处逐渐形成马赫盘，与图5（a）中马赫波的出现相吻合。-对比不同喷嘴直径和停滞压力的高压氢射流的阴影图，瞬时快照显示射流具有湍流涡旋，亮度的空间分布随时间剧烈波动。根据相似性规则（ρ0/ρ∞）¹/²∝（p0/p∞）¹/²，当p0/p∞相同时，更高的p∞会导致更大的（ρe-ρ∞），从而增加∇|ρ|，导致阴影图中更明显的阴影。随着p0的增加，针孔出口处的速度ue增加，导致射流与周围空气剪切层中的速度差增大，促进了开尔文-亥姆霍兹不稳定性的增长，从而引起剪切层的扰动。在超音速射流中，喷嘴附近会形成复杂的冲击波干扰结构，但由于高压射流的湍流性质，使用阴影图的快照可视化射流内的冲击波结构具有挑战性。通过对阴影图亮度进行时间平均，分离了射流内静止冲击波的阴影和外部剧烈波动的湍流涡旋的阴影，成功提取并可视化了射流内的时间稳定冲击波结构，揭示了沿针孔附近射流轴的马赫盘结构。-均方根（RMS）亮度的空间分布提供了关于射流波动分量的信息，但由于RMS值包括时间平均分量，因此亮度标准偏差值的分布更适合识别波动分量。标准偏差分布的亮度更清晰地展示了桶形冲击波结构，对比发现更高的停滞压力和更大的针孔直径会导致更高的马赫盘高度。2.通过时间序列阴影图分析的马赫盘特性-定量评估了马赫盘的高度，并与先前实验和理论预测的数据进行了比较。通过确定时间平均亮度分布中沿针孔轴的最小亮度位置来确定马赫盘高度，并在每个实验条件下测量马赫盘高度。-马赫盘高度与压力比的关系如图8所示，实线代表Crist等人提出的马赫盘高度预测方程：，虚线代表Ashkenas和Sherman提出的估计马赫盘高度的方程：-结果表明，本实验中氢射流的马赫盘高度与其他研究中的非氢射流相当。先前的大多数研究通过降低环境压力来增加压力比，但本研究通过将超高压氢注入标准大气中来增加压力比。尽管在停滞压力下存在显著的实际气体效应，但实验验证了先前研究中基于理想气体状态方程的马赫盘高度预测方程可应用于本实验的独特条件。3.通过ShIV获得的高压氢射流的速度特性-在气体射流的PIV中，与射流结合的示踪粒子通过激光片照亮，相机从散射光中测量示踪粒子的平流速度，但在针孔附近的高速流中分散示踪粒子具有挑战性，并且由于帧速率增加导致灵敏度降低，高速相机可能无法捕获粒子的散射光。因此，本研究采用了SIV的ShIV方法（截止率为0％），通过分析亮度的时间变化来估计速度，该亮度代表空间密度分布的二阶导数。-图9（a）和（b）分别展示了通过ShIV从针孔直径（de）为0.2mm和停滞压力（p0）为90MPa（Cased0.2-p90）的时间序列图像中获取的瞬时和时间平均速度矢量。由于针孔附近的高速度，SIV分析可能无法正常工作，从瞬时速度矢量分布可以看出氢射流的拍打。时间平均速度在喷嘴轴中心较大，并沿径向和下游方向减小。由于氢受到浮力向上的力，从水平地面针孔发射的射流的物理轴向上移动的程度比针孔喷嘴发射的射流的方向轴更大，但在本研究关注的近喷嘴场中，射流轴和针孔轴之间的差异不显著。然而，最大时间平均浓度和速度沿针孔轴不会发生在同一xe横截面。因此，定义针孔轴向距离xe处的最大速度坐标（xe，umax，ye，umax）为沿射流轴（xjet，yjet）的坐标。-图10展示了应用ShIV到阴影图图像确定的沿射流轴的时间平均针孔轴向速度分量的分布、时间平均针孔轴向速度分量的径向分布以及时间平均针孔轴向速度分量的半宽度。半宽度表示在径向速度分布中从射流轴的径向位置，其中速度是射流轴上最大针孔轴向速度的50％。这被用作射流宽度的代表性长度。-时间平均速度在射流轴上的分布与Okabayashi等人的实验数据吻合良好，径向速度分布与理论方程式的结果相符。4.使用2DFFT-IFFT分析获得的高压氢射流的非稳态行为-图11展示了高压氢射流在（de，p0）=（1.0mm，45MPa）、（1.0mm，90MPa）和（0.2mm，90MPa）条件下时间序列阴影图亮度的FFT分析结果，FFT分析提供了关于射流内涡流湍流能量大小的信息。对于（de，p0）=（0.2mm，90MPa）的情况，在图11（c）中，平均幅度在xe=50mm处的宽频率范围内保持大致恒定，但在xe=150和250mm处随着频率的增加而减小。这意味着与低频幅度相关的大涡流在下游流动时保留其能量，而与高频幅度相关的涡流在下游流动时能量消散。其他条件（de，p0）=（1.0mm，45MPa）和（1.0mm，90MPa）也有类似的趋势。-图12展示了通过IFFT分析获得的主导频率模式（f=1.0×10²和1.0×10⁴Hz）的空间分布，这使得能够重建射流湍流涡流中特定涡流成分的空间分布。在较低来源：气瓶设计的小工程师