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坝前冒泡现象的水气两相运移机理数值模拟

赵兰浩 管策 张海容 李同春

赵兰浩, 管策, 张海容, 李同春. 坝前冒泡现象的水气两相运移机理数值模拟[J]. 水科学进展, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
引用本文: 赵兰浩, 管策, 张海容, 李同春. 坝前冒泡现象的水气两相运移机理数值模拟[J]. 水科学进展, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
ZHAO Lanhao, GUAN Ce, ZHANG Hairong, LI Tongchun. Numerical simulation of water-gas two-phase movement mechanism of bubbling phenomenon in front of dam[J]. Advances in Water Science, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
Citation: ZHAO Lanhao, GUAN Ce, ZHANG Hairong, LI Tongchun. Numerical simulation of water-gas two-phase movement mechanism of bubbling phenomenon in front of dam[J]. Advances in Water Science, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010

坝前冒泡现象的水气两相运移机理数值模拟

doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
基金项目: 

国家重点研发计划资助项目 No.2018YFC0407102

详细信息
    作者简介:

    赵兰浩(1980-), 男, 山东临沂人, 教授, 博士, 主要从事流固耦合和水工结构抗震研究。E-mail:zhaolanhao@hhu.edu.cn

  • 中图分类号: TV312

Numerical simulation of water-gas two-phase movement mechanism of bubbling phenomenon in front of dam

Funds: 

the National Key R & D Program of China No.2018YFC0407102

图(9) / 表 (4)
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出版历程
  • 收稿日期:  2019-03-25
  • 网络出版日期:  2019-12-06
  • 刊出日期:  2020-01-30

坝前冒泡现象的水气两相运移机理数值模拟

doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
    基金项目:

    国家重点研发计划资助项目 No.2018YFC0407102

    作者简介:

    赵兰浩(1980-), 男, 山东临沂人, 教授, 博士, 主要从事流固耦合和水工结构抗震研究。E-mail:zhaolanhao@hhu.edu.cn

  • 中图分类号: TV312

摘要: 为分析黄壁庄水库在库水位骤升后出现冒泡现象的原因,保障水库安全运行,建立了一种耦合Level-Set法的含自由面渗流分析方法。该方法考虑了入渗过程中的气相可压缩性,能够直观地反映多孔介质中水气两相界面的运动与融合,可求解常规方法无法处理的气相参与的渗流问题。运用该方法模拟了该水库在不同蓄水过程下的坝前水气两相运移过程,结果表明:黄壁庄水库坝前水面出现冒泡现象是由水位骤升将铺盖内的空气包围,并随水体入渗压缩空气,出现憋气现象,直到达到突破压强时气体释放所致;蓄水过程是影响坝前水面冒泡现象发生与发展的关键因素。模拟结果与实际观测现象基本吻合,验证了该方法的合理性。

English Abstract

赵兰浩, 管策, 张海容, 李同春. 坝前冒泡现象的水气两相运移机理数值模拟[J]. 水科学进展, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
引用本文: 赵兰浩, 管策, 张海容, 李同春. 坝前冒泡现象的水气两相运移机理数值模拟[J]. 水科学进展, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
ZHAO Lanhao, GUAN Ce, ZHANG Hairong, LI Tongchun. Numerical simulation of water-gas two-phase movement mechanism of bubbling phenomenon in front of dam[J]. Advances in Water Science, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
Citation: ZHAO Lanhao, GUAN Ce, ZHANG Hairong, LI Tongchun. Numerical simulation of water-gas two-phase movement mechanism of bubbling phenomenon in front of dam[J]. Advances in Water Science, 2020, 31(1): 91-101. doi: 10.14042/j.cnki.32.1309.2020.01.010
  • 黄壁庄水库在库水位骤升后于坝前出现大范围水面冒泡现象, 原因不明, 可能存在安全隐患, 为保障水库安全运行, 亟需对该现象进行分析研究, 并且国内外对于库水面冒泡现象的研究鲜见报道。

    该现象与坝前土体中的孔隙流体运动有关, 属于典型的非饱和土体渗流问题, 而确定自由面位置是分析非饱和土体渗流问题的关键。目前, 在分析含自由面渗流问题时, 所采用的分析方法主要有3类:变网格法、无网格法和固定网格法。变网格法[1]是早期分析含自由面渗流的重要方法, 但由于其每一迭代步都需要对网格进行调整, 使得计算量很大且容易出现网格畸变, 因此已逐步被其他方法替代。无网格法[2-3]是新兴的一类分析含自由面渗流的方法, 具有简单、灵活、计算精度高等优点, 但也存在求解效率低、边界条件施加复杂等问题, 因此还有待于进一步研究。固定网格法[4-5]是目前应用最广泛的一类方法, 其典型方法包括Desai[6]提出的剩余流量法、Bathe和Khoshgoftaar[7]提出的单元渗透矩阵调整法、张有天等[8]提出的初流量法以及Baiocchi等[9]提出的变分不等式法等。该类方法能够模拟几何形状复杂的求解域, 在一定程度上较好地解决了非饱和土体的渗流分析, 但也存在一些缺点。由于网格节点在计算前确定, 而自由面位置待定, 需要迭代求解, 所以计算精度会受一定影响。同时, 计算量大且不容易收敛。此外, 陈远强等[10]基于数值流形方法的覆盖思想, 建立了饱和-非饱和渗流Richards方程的数值流形法离散格式, 能对复杂边界具有很好的适应性且前处理灵活、易收敛;Tsugio[11]建立了饱和非饱和自由面插值有限差分求解法, 具有很高的计算精度;陈佩佩和白冰[12]将光滑粒子法引入到基质吸力水头形式Richards方程的求解中, 获得了具有质量守恒特性的数值解, 也为分析非饱和土体渗流问题提供了多种选择。虽然上述方法均可对非饱和土体渗流问题进行分析, 但由于上述方法通常假定气相压力为常数、黏度为0, 忽略入渗过程中的气相作用, 无法分析坝前水面冒泡现象。

    针对常规非饱和渗流分析方法中忽略气相作用而导致无法分析气相参与的含自由面渗流这一问题, 本文基于有限元非饱和渗流分析理论, 利用Level-Set法隐式地捕捉自由界面, 建立了一种耦合Level-Set法的含自由面渗流分析方法。本文将该方法运用于黄壁庄水库在库水位骤升后出现的坝前水面冒泡现象的计算分析中, 模拟该水库坝前水气两相运移过程, 以揭示库水面冒泡现象形成的原因, 为该工程及类似工程的安全运行提供理论依据。

    • 水气两相在多孔介质中的流动可用连续方程和动量方程(达西定律)描述[13], 如下式所示:

      $$ \nabla \cdot \mathit{\boldsymbol{u + }}\frac{1}{{{Q^*}}}\frac{{\partial p}}{{\partial t}} = 0 $$ (1)
      $$ u = - k\ \ \nabla p - k\rho g $$ (2)

      式中:k为相对渗透系数(包含kakw, ka为对空气的相对渗透系数, kw为对水的相对渗透系数), $k = \frac{{{k_{\rm s}}}}{{\rho g}}$, ks为饱和渗透系数, ρ为流体密度, g为重力加速度;Q*为混合体积模量, $\frac{1}{{{Q^*}}} = n\frac{S}{K} + {C_{\rm s}}$, n为孔隙率, S为饱和度, Cs为湿度, K为体积模量(包含KaKw, Ka为空气的体积模量, Kw为水的体积模量);u为流体渗流速度;p为孔隙流体压力;t为时间。

      气体的可压缩性通过式(1)中的体积模量Ka反映。将式(2)代入式(1)获得考虑气相可压缩性的饱和-非饱和渗流控制方程(以孔隙流体压力p为唯一基本未知量的微分方程)为

      $$ \frac{1}{{{Q^*}}}\frac{{\partial p}}{{\partial t}} = \nabla \cdot (k\ \ \nabla p) $$ (3)

      采用标准Galerkin加权余量法[14]对式(3)进行空间域的离散可得:

      $$ \mathit{\boldsymbol{C}}\dot p + \mathit{\boldsymbol{K}}p = \mathit{\boldsymbol{f}} $$ (4)

      式中:C为压缩矩阵, $\mathit{\boldsymbol{C}} = \int {{\mathit{\boldsymbol{N}}^\mathit{\boldsymbol{{\rm T}}}}} \frac{1}{{{Q^*}}}N{\rm d}\Omega $, N为流体域插值函数;K为渗透矩阵, $\mathit{\boldsymbol{K}} = \int {\nabla {N^{\rm T}} \cdot k\nabla N{\rm d}\Omega } $;$\mathit{\boldsymbol{f}} = \int_\mathit{\Gamma } {{N^{\rm T}}k\nabla p \cdot \mathit{\boldsymbol{n}}{\rm d}\mathit{\Gamma }} $, n为流体域边界指向外侧的外法线方向向量;${\dot p}$为p对时间的一阶导数。

      采用广义Newmark-β[15]对式(4)进行时间域离散:

      $$ \begin{array}{c} {p_{n + 1}} = {p_n} + \Delta t{{\dot p}_n} + \beta \Delta t\Delta {{\dot p}_n}\\ {{\dot p}_{n + 1}} = {{\dot p}_n} + \Delta {{\dot p}_n} \end{array} $$ (5)

      代入式(4)可得有限元渗流控制方程为

      $$ (\mathit{\boldsymbol{C}} + \beta \Delta t\mathit{\boldsymbol{K}})\Delta {{\dot p}_n} = \mathit{\boldsymbol{f}} - [\mathit{\boldsymbol{C}}{{\dot p}_n} + \mathit{\boldsymbol{K}}({p_n} + \Delta t{{\dot p}_n})] $$ (6)
    • 采用Level-Set法[16]对水气界面进行隐式追踪, 定义符号距离函数φ(x, t)满足对流输运方程:

      $$ \frac{{\partial \varphi }}{{\partial t}} + (u \cdot \nabla )\varphi = 0 $$ (7)

      用其零值点标记水气界面的运动, 用其正负值分别表示孔隙中水相和气相到相界面的距离, 因此φ需要满足$\left| {\nabla \varphi } \right| = 1$的条件。

      在计算过程中, 初始距离函数φ会在流体速度的作用下, 随着时间的推移失去距离函数的性质。因此, 为了满足$\left| {\nabla \varphi } \right| = 1$的条件, 本文采用Sussman等[16]提出的迭代方法初始化φ, 使φ保持距离函数性质:

      $$ \begin{array}{l} \ \ \ \ \frac{{\partial \varphi }}{{\partial \tau }} + S({\varphi ^n})\left| {\nabla \varphi } \right| = S({\varphi ^n})\\ {\rm s.t.}\ \ \ \ \ \ \varphi (x,\tau = 0) = {\varphi ^n}(x) \end{array} $$ (8)

      式中:τ为初始化的虚拟时间;φn(x)为式(7)在tn时刻的解;S( )为符号函数。

      为避免水相和气相的材料属性(如密度、体积模量等)在相界面上发生阶跃, 按照Sussman等[16]的建议, 在相界面上建立总宽度为2δ的等厚度区域, 采用插值的方法过渡两相流体的材料属性参数:

      $$ M(x,t) = \left\{ \begin{array}{c} {M_1}\ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \varphi \ge \delta \\ {M_1} + \frac{{({M_2} - {M_1})}}{{2\delta }}(\varphi + \delta )\ \ \ \ \ - \delta< \varphi <\delta \\ {M_2}\ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \ \varphi \le - \delta \end{array} \right. $$ (9)

      式中:M为某种材料属性参数;δ可取模型网格尺寸的数量级。

      F=φu, 则式(7)可写成易于离散的守恒形式:

      $$ \frac{{\partial \varphi }}{{\partial t}} + \nabla \cdot \mathit{\boldsymbol{F}} = 0 $$ (10)

      采用两步Taylor-Galerkin法[17]对式(10)进行时间域离散, 将φn+1对时间进行二阶Taylor展开:

      $$ \begin{array}{c} {\varphi ^{n + 1}} = {\varphi ^n} + \Delta t\frac{{\partial \varphi }}{{\partial t}}{|^n} + \frac{1}{2}\Delta {t^2}\frac{{{\partial ^2}\varphi }}{{\partial {t^2}}}{|^n}\\ \frac{{\partial \varphi }}{{\partial t}}{|^n} = - {(\nabla \cdot \mathit{\boldsymbol{F}})^n}\\ \frac{{{\partial ^2}\varphi }}{{\partial {t^2}}}{|^n} = - \frac{\partial }{{\partial t}}{(\nabla \cdot \mathit{\boldsymbol{F}})^n} = - \frac{2}{{\Delta t}}[\nabla \cdot ({\mathit{\boldsymbol{F}}^{n + \frac{1}{2}}} - {\mathit{\boldsymbol{F}}^n})] \end{array} $$ (11)

      将$\frac{{\partial \varphi }}{{\partial t}}{|^n}$和$\frac{{{\partial ^2}\varphi }}{{\partial {t^2}}}{|^n}$的表达式代入式(11), 可得

      $$ {\varphi ^{n + 1}} = {\varphi ^n} - \Delta t(\nabla \cdot {\mathit{\boldsymbol{F}}^{n + \frac{1}{2}}}) $$ (12)

      采用标准Galerkin加权余量法对上式进行离散:

      $$ \int {{N^{\rm T}}N{\rm d}\Omega \Delta {\varphi ^n}} = \Delta t \cdot [\int {{\mathit{\boldsymbol{F}}^{n + \frac{1}{2}}}} \nabla N{\rm d}\Omega - \int_\mathit{\Gamma } {N{\mathit{\boldsymbol{F}}^{n + \frac{1}{2}}} \cdot \mathit{\boldsymbol{n}}{\rm d}\mathit{\Gamma }]} $$ (13)

      式中:${{\mathit{\boldsymbol{F}}^{n + \frac{1}{2}}}}$为F在$n + \frac{1}{2}$时刻的值。

      对式(8)进行离散, 可得

      $$ \int {{N^{\rm T}}N{\rm d}\Omega \Delta {\varphi ^n}} = \Delta \tau \int {NS(} {\varphi ^0})(1 - |\nabla {\varphi ^{n + \frac{1}{2}}}|){\rm d}\Omega $$ (14)

      式中:φ0为式(7)在tn时刻的解。对方程(14)进行虚拟时间步Δτ的迭代, 直到稳态为止, 使得φ保持距离函数性质。

      按式(9)对φ值进行材料属性参数的插值, 以备下一步计算之用。

    • 用耦合Level-Set法的含自由面渗流分析方法求解气相参与的非饱和渗流问题的步骤:

      (1) 用有限元离散格式求解非饱和渗流控制方程(3), 得到渗流压力场P

      (2) 将渗流压力场P代入动量方程(2)进行求解, 得到渗流速度场U

      (3) 求解φ的对流运输方程(7), 得到φ值。

      (4) 保持φ的距离函数性质。

      (5) 根据φ值进行材料属性插值, 得到下一步的材料初始条件。

      重复上述步骤, 直到计算完成所有步。

      上述方法基于非饱和渗流分析理论和有限单元法, 通过体积模量KaKw考虑了孔隙气和孔隙水的压缩性, 并运用Level-Set法追踪自由界面的位置, 可以模拟多孔介质中水气两相流动过程, 适用于分析气相参与的非饱和渗流问题。

    • 黄壁庄水库位于河北省鹿泉市, 距离石家庄市约30 km, 是以防洪为主, 兼顾城市用水、灌溉、发电等综合利用的大(一)型水利枢纽工程, 其主坝和副坝为均质土石坝。2016年7月19—21日, 该水库流域出现强降雨, 导致库水位在两天内骤升8.42 m, 而在此之前水库处于低水位运行状态, 坝前存在大量干土。2016年7月21日8时, 副坝(桩号5+000—5+500 m)坝前出现大范围水面冒泡现象, 该现象起初平缓, 随时间推移逐渐活跃, 20多个小时后, 强度、范围明显减弱。虽然经现场工作组查验, 坝体总体密实, 防渗有效, 无结构异常现象, 但是由于冒泡现象发生的原因不明, 且相关研究鲜见报道, 所以有必要对其进行深入研究。

      坝前水面冒泡现象发生在副坝段, 分布在距离水边30~200 m的范围内, 呈点状或平行坝轴线的条带状, 具有二维特征。因此, 本文在此区域内选取特征断面(副坝5+360 m)作为研究对象, 根据现场勘测资料, 建立图 1所示的有限元模型。如图 2所示, 计算区域利用HyperMesh 14.0软件采用四边形等参单元进行离散, 共有140 304个单元、141 749个节点。

      图  1  模型及计算条件

      Figure 1.  Model and computational conditions

      图  2  模型网格

      Figure 2.  Computational mesh

      根据现场观测资料, 选取库水位快速上涨至冒泡现象几乎消失的时间段(2016年7月19日20时—24日10时)为模拟时段, 总计86 h。以初始时刻(2016年7月19日20时)的库水位为初始水位。

      边界条件分4个部分:①左侧动水位边界。根据计算需要, 将实际蓄水过程(表 1)输入该边界。②顶部压强参考边界。设该边界上的压强值为0。③右侧静水位边界。根据现场的测压管水位资料, 将坝顶右侧边界概化为静水位边界。④底部不透水边界。设该边界上的渗流速度为0。

      表 1  实际蓄水过程

      Table 1.  Actual water storage process

      时间/h 0 8 19 38 42 60 70 86
      水位/m 112.76 114.87 117.18 121.18 121.18 120.74 120.74 120.48

      关于材料参数, 如图 3(a)所示, 假定计算模型初始水位以上至顶部边界的区域被空气充满, 初始水位以下至底部边界的区域被水体充满, 分别采用表 2所示的空气和水的材料参数。假定土相材料各向同性, 且对空气和水的渗透性相同。根据现场取样的实验结果和计算模拟测试, 在不影响计算结果合理性的前提下, 假定各区域的同类材料属性相同, 采用表 3所示的土相材料参数。

      图  3  水气界面演化过程

      Figure 3.  Evolution of the water-gas interfaces

      表 2  流体材料参数

      Table 2.  Fluid material parameters

      材料 密度/(kg·m-3) 体积模量/kPa
      空气 1.00 1.00×102
      1.00×103 2.20×106

      表 3  土相材料参数

      Table 3.  Soil phase material parameters

      材料 渗透系数/(m·s-1) 孔隙率/%
      壤土 2.12×10-7 40.08
      粉砂 1.05×10-6 38.46
      混凝土 1.00×10-8 1.00
    • 图 3给出了由本文建立的耦合Level-Set法的含自由面渗流分析方法得到的蓄水冒泡过程中的水气界面演化过程(图 3中各图据水气界面的演化特征选取), 其中红色为气相, 蓝色为水相, 红色与蓝色之间为水气界面。从图 3可以看出, 蓄水冒泡过程可分为两个阶段, 即水流沿铺盖表面入渗阶段(t=0~22 h)和铺盖表面气体逸出阶段(t=22~86 h)。

      在第一阶段(t=0~22 h), 如图 3(a)图 3(c)所示, 随着水位快速上涨, 水流沿铺盖表面入渗, 将铺盖内的含气区域逐渐包围。在第二阶段(t=22~86 h), 如图 3(d)图 3(h)所示, 随着水位上涨至坝面, 水流从坝面入渗至下方饱和水体区域, 形成坝面至防渗墙前侧的浸润面, 同时铺盖内形成气体逸出通道界面, 分布在距水边30~200 m的范围内。起初气体逸出通道界面的数量较少, 后随时间推移逐渐增多, 再逐渐由多减少, 直到最后消失。

      通过对比实际现象发现, 在分布范围和发展过程上气体溢出通道界面与冒泡现象具有很好的一致性, 表明了运用本文建立的耦合Level-Set法的含自由面渗流分析方法模拟坝前水面冒泡现象的合理性。

    • 为揭示库水面出现冒泡现象的原因, 在图 1中取观测点e(192 m, 114 m)。图 4e处的局部渗流结果图, 其中包括该处区域在蓄水冒泡过程中部分时刻的压强、速度及水气界面的状况, 图中的颜色深浅反映压强大小, 颜色越深, 该处压强越大。

      图  4  局部蓄水冒泡演化过程

      Figure 4.  Local bubbling evolution process

      图 4(a)可以看出, 计算初期水位未及e处区域, 该区域与外界空气相通。然后, 随着水位上涨至e点上方, 如图 4(b)所示, 水流从铺盖表面向下入渗, 压缩了下方孔隙气的体积, 使得该处孔隙气压力增大。如图 4(c)所示, 随着水位继续上涨, 铺盖表面形成了起伏不平的水气界面。这是因为铺盖表面存在坡度, 使得铺盖表面不同位置有不同的水力坡度, 由达西定律可知, 过水断面水力坡度越大断面上点的流速越快, 所以水流在铺盖表面有不同的入渗程度, 从而形成起伏不平的水气界面。然后, 如图 4(d)所示, 由于铺盖表面入渗程度不同, 所以入渗水体对下方孔隙气的压缩程度也不同, 从而出现e处压强小两侧压强大的情况, 在该压强梯度的驱使下, 孔隙气从两侧向e处涌动, 并在此被不断压缩, 从而出现憋气现象。当水气界面上侧的水压力小于界面下侧压缩气体所储存的压力时, 孔隙气便从铺盖表面释放见图 4(e), 从而在坝前水面出现冒泡现象。

      由上述分析可知, 水气界面处的压力梯度超过一定限度是冒泡现象发生的主要原因, 这与Wang等[18]的观点一致。Wang等[18]认为土壤自然入渗过程应分为气体压缩和气泡排出两个阶段, 当土内封闭气体压强ha达到气体突破压强Hb时, 土内气体便逸出土体表面, 并通过实验得出Hb满足关系式:

      $$ {H_{\rm b}} = Z + {h_0} + {h_{\rm ab}} $$ (15)

      式中:Z为土体表面距水气界面的距离水头;h0为土体表面水头;hab为土体进气值水头。为与模拟结果进行对照, 将t=26 h时的结果数据带入式(15), 得到e点的Hb=26.50 kPa, 与模拟所得e点在该时刻的压强26.29 kPa非常接近, 这进一步验证了运用本文所建方法模拟坝前水面冒泡现象的合理性。

    • 图 5为实际蓄水过程和e点在蓄水冒泡过程中的压强变化, 可以看出, 蓄水过程对铺盖含气域内的压强有直接影响, 在气体突破时(t=27 h)e点的压强减小。

      图  5  e点的压强时程变化和实际蓄水过程

      Figure 5.  Pressure time history at e point and actual water storage process

      为探究铺盖含气域压强在竖直方向上的变化特征, 从图 4(a)中另取点f(192 m, 113 m)和g(192 m, 115 m)。从图 6(a)中点efg的压强时程变化可看出, 竖直方向观测点的压强在蓄水冒泡过程中的变化趋势一致, 在气体突破时的减小程度基本相同, 但高程小的测点的气体突破压强Hb更大, 且在气体突破后增长更快, 这反映了铺盖含气域内压强在出现冒泡现象后沿高程增大方向逐渐降低的梯度变化规律。

      图  6  不同方向上观测点的压强时程变化

      Figure 6.  Pressure time histories at observation points in different orientations

      为探究铺盖含气域压强在水平方向上的变化, 从图 1中另取点a(35 m, 114 m), b(96 m, 114 m), c(127 m, 114 m), d(166 m, 114 m)。从图 6(b)中点abcde的压强时程变化可看出, 水平方向观测点的压强在蓄水冒泡过程中的变化趋势基本一致, 但压强在气体突破时的减小程度不同, 对比图 3中各观测点处的界面变化后发现, 这与观测点在水平方向上的位置、距离气体逸出通道界面的远近及附近气体逸出通道界面的数量有关。通常测点在水平方向上越靠近坝体、距气体逸出通道界面越近、附近气体逸出通道界面的数量越少(至少为1)时, 观测点压强在气体突破时的减小程度更大。因为上述区域具有更高的憋气程度, 从而压强在气体突破时的释放程度更高。

    • 由上述分析可知, 库水位变化对铺盖含气域内的压强有直接影响, 压强是冒泡现象发生的关键因素, 在探究影响库水面冒泡现象的因素时主要考虑蓄水过程。本文设计并计算了两类不同蓄水过程工况。第一类蓄水过程包括工况1(实际蓄水过程)、工况2和工况3, 它们具有相同的蓄水时间、不同的最高蓄水位, 故简称该类工况为不同蓄水位工况;第二类蓄水过程包括工况2、工况4和工况5, 它们具有相同的最高蓄水位、不同的蓄水时间, 故简称该类工况为不同蓄水时间工况。以上工况的具体蓄水过程见表 4, 各工况在模拟终时的水气界面状况见图 7

      表 4  所有工况的蓄水过程

      Table 4.  All water storage processes

      时间/h 水位/m
      工况1 工况2 工况3 工况4 工况5
      0 112.76 112.76 112.76 112.76 112.76
      8 114.87 113.65 113.20 114.53 113.24
      19 117.18 114.87 113.81 116.97 113.90
      38 121.18 116.97 114.86 116.97 115.05
      42 121.18 116.97 114.86 116.97 115.29
      60 120.74 116.97 114.86 116.97 116.37
      70 120.74 116.97 114.86 116.97 116.97
      86 120.48 116.97 114.86 116.97 116.97

      图  7  各工况在t=86 h(模拟终时)的水气界面分布

      Figure 7.  Distribution of water-air interfaces in each working condition at t=86 h (simulated final time)

    • 对于不同蓄水位工况, 如图 7(a)图 7(c)所示, 该类工况中只有工况3未发生冒泡现象, 这是由于工况3的最高蓄水位低于铺盖表面, 使得铺盖在蓄水过程中没有形成气体空腔所致。此外, 从图 7(a)图 7(c)可以看出, 最高蓄水位的增长会加速冒泡现象的发展。

      图 8为不同蓄水位工况的蓄水过程及对应工况下观测点a处的压强时程曲线, 可以看出, 在不同蓄水位工况下, 压强与蓄水位之间保持了很好的相关性。不过由于工况3的水位较低, 在模拟过程中未及a点的高程, 所以该工况的压强没有变化。

      图  8  第一类工况的蓄水过程与含气层一点的压强时程变化

      Figure 8.  Water storage processes and the pressure time histories of the gas layer in the first type of working conditions

    • 对于不同蓄水时间工况, 如图 7(b)图 7(d)图 7(e)所示, 在最高蓄水位相同的情况下, 蓄水时间的延长会放缓冒泡现象的发展。

      图 9为不同蓄水时间工况的蓄水过程及对应工况下观测点a处的压强时程曲线, 可以看出, 在不同蓄水时间工况下, 压强与蓄水位之间也保持了很好的相关性。由于各工况在库水位加载到最高后出现冒泡现象, 所以压强在水位稳定阶段先降低后随水体不断入渗逐渐升高并趋于相同的水体压强, 这与该类工况具有相同最高蓄水位的情况相吻合。

      图  9  第二类工况的蓄水过程与含气层一点的压强时程变化

      Figure 9.  Water storage processes and the pressure time histories of the gas layer in the second type of working conditions

    • (1) 耦合Level-Set法的有限元非饱和渗流分析方法可以直观地反映水气界面在多孔介质中的运动过程, 可求解常规方法无法处理的气相参与的渗流问题, 模拟结果基本符合实际观测到的现象。

      (2) 黄壁庄水库坝前出现水面冒泡现象的原因为:前期干旱使得坝前存在大量干土, 降雨后水位骤升使得铺盖内的空气被包围, 并在水体入渗过程中不断被压缩, 出现憋气现象, 直到达到突破压强时气体释放所致。

      (3) 铺盖含气层内的压强变化与附近的水气界面分布有关, 且在发生冒泡现象时出现一定程度的折减。

      (4) 蓄水过程是影响坝前水面冒泡现象发生与发展的关键因素。最高蓄水位的增长会加速冒泡现象的发展, 蓄水时间的延长会放缓冒泡现象的发展。

参考文献 (18)

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