亚微涡旋的混凝作用研究

毛玉红,常 青,曾立云,余昌全 (兰州交通大学环境与市政工程学院,甘肃 兰州 730070)

亚微涡旋的混凝作用研究

毛玉红,常 青*,曾立云,余昌全 (兰州交通大学环境与市政工程学院,甘肃 兰州 730070)

以粒子图像速度场仪(PIV)测得了Taylor-Couette反应器旋转内筒和固定外筒间的环隙流场图像.所得图像表明环隙间存在亚微尺度的涡旋.同时实验研究了在Taylor-Couette反应器环隙间不同涡旋形态下聚合氯化铝(PAC)对高岭土悬浊液的混凝效能.结果表明,在波涡流(WVF)形态范围内混凝效能达到了最大(50%以上),这可归因于涡的闭合特性及其随时间的膨胀和收缩.但在波涡流形态范围以外得到的混凝效能相对较低,可归因于相互连通的非闭合涡特性.

水处理；混凝；湍流；PIV；Taylor-Couette流

混凝是水处理的重要操作单元之一,其作用是改变原水分散体系中颗粒粒径的分布,使数目较多而体积较小的颗粒变为数目较少而体积较大的颗粒,以便在后续沉淀处理中去除.颗粒数目的减少和粒径的增大源于小颗粒的相互碰撞和聚结,而导致颗粒相互碰撞的原因有颗粒的布朗运动、流体运动和颗粒的差速沉降等[1-3].其中流体运动是水处理构筑物中颗粒物碰撞聚结的主要原因,而实际水处理构筑物中流体的运动一般为湍流,目前有关湍流条件下的混凝理论尚不完善,还有待进一步研究[2].本研究拟利用粒子图像速度场仪(PIV)的先进技术,将 Taylor-Couette反应器的混凝效能与其流场相联系,从而揭示亚微涡旋的混凝机理.这将对完善湍流混凝的理论具有一定的意义,对水处理混凝单元的研究、设计和操作有所帮助.

1 理论部分

根据Smoluchowski理论[1-2],在层流条件下是由于流体运动的速度梯度导致了颗粒的相互碰撞,从而造成了混凝的发生.由于在实际水处理设备中,流体的运动规律主要为湍流而非层流,所以Smoluchowski理论的应用有较大的局限性.为了在湍流条件下应用Smoluchowski公式,Camp等[4]提出了速度梯度的表达式,如式(1):

式中:ε是单位流体中单位时间内输入的能量;ν是流体的运动黏度.

此后水处理工作者普遍认为从混凝的角度考虑,当G值相同时,混合条件就相同.因而G值被作为混凝操作的重要参数并被广泛用于混凝反应设备的设计.但是从20世纪80年代起,一些不同的研究结果对将 G值作为设计和操作参数的做法提出了批评和质疑[5-7].此外,近年来研发的网格混凝池表现出了优异的混凝效果,但是在距离网格一定距离处速度梯度却等于零[8].由于速度梯度理论的不足,最近几十年来,许多研究者试图直接从湍流理论探讨湍流条件下的混凝动力学.根据 Kolmogorov局部各向同性理论[9],在混凝过程中所输入的能量首要用于形成大的涡旋,湍流中能量的传输会引起涡旋尺度逐渐减小,直至能量被粘性力消耗殆尽.在此过程中,只有那些尺度与颗粒粒径大致相近的涡旋才会导致混凝,此即微涡旋理论.但该理论仅适用于微小涡旋,不适用于其他尺度的涡旋.

Taylor-Couette装置是一种传统的反应器[2],由 2个同心转筒构成,两筒间隙约为 10～15mm,其中内筒旋转,外筒固定,两筒间隙中的液体在内筒的驱动作用下发生流动.当内筒旋转的角速度从零开始增加至一定值时,流动的不稳定性即开始发生[10-14],并经历一系列的流态转变,先后出现层流泰勒涡流动(TVF)、波状涡流动(WVF)、调制波状涡流动(MWVF)和湍流泰勒涡流动(TTVF)等含涡流场.这些涡的尺度与环隙的宽度近似,属于亚微涡旋.当内筒旋转角速度继续不断增加时,TTVF变得越来越复杂,直至其结构不能辨认.以上流态的转变分别出现于旋转雷诺数Re的某特定值.Re定义式如式(2):

式中: ω为内筒的旋转角速度; ri为内筒半径; d= r0-ri为环隙的宽度; ν为流体的运动黏度.泰勒流不稳定性开始发生的旋转雷诺数被定义为临界雷诺数 Rec,它的数值与装置的具体几何尺寸有关.为方便应用,定义简化雷诺数比 R (=Re/Rec)作为参数以表征流动状态.Wang等[10-14]发现在他们的研究装置中,当1≤R≤5.0时流动属于TVF,当 5.0≤R≤20时属于 WVF,当 20≤R≤40时属于MWVF,当R≥40时属于TTVF.

另一方面,粒子图像速度场仪(PIV)可用来测定整个流场的瞬时速度,从而定量揭示复杂和非稳定流的总体结构,目前主要被用于流体力学方面的研究,但很少有应用于水处理方面的研究报道.近年来由于光学和计算机技术的进步,PIV储存空间和拍摄频率不足的问题得到了解决,其能力得到了大幅提高,使应用 PIV分析 Taylor-Couette流的流场成为了可能.

2 材料与方法

2.1 仪器和设备

Taylor-Couette反应器由本实验室自制.旋转内筒由不锈钢制成,直径 2ri=75mm;固定外筒由透光 Plexiglas玻璃制成,直径 2r0=100mm;环隙宽度d=r0-ri=12.5mm;内外筒半径比η = r0/ri= 0.75;筒高L=440mm;筒高与环隙宽度比值Г = L / (r0-ri) =35.2.内筒由ABB电机驱动.

FlowMap PIV系统由丹麦Dantec Dynamics公司生产.该系统的组成部分主要有双脉冲Nd:YAG激光器、高速Flowsense 2M CCD相机、FlowMap同步器(HUB)、主计算机及PIV软件等.图像处理过程中采用adapt-Correlation进行自适应互相关得到速度矢量场,采用的查问区一般为32×32像素,50%重叠率.将FlowMap PIV系统应用于Taylor-Couette反应器,如图1所示:

2100P型浊度计由美国 HACH 公司生产;CFX-909“咖啡象”数码显微影像分析仪,由中国泉通电子有限公司制造.混凝剂为聚合氯化铝(PAC),由兰州大兴水处理药剂公司生产.

2.2 实验方法

2.2.1 流场测定 为避免光学畸变,将内筒与外筒一并置于一个方形的Plexiglas玻璃盒中,并在此方盒中充以与 Plexiglas玻璃具有相同折光指数的工作液体,在本研究中为自来水,其运动黏度为 1.006×10-6m2/s.在反应器环隙流体中投入聚酰胺示踪粒子,平均直径 20μm,密度 1.03× 103kg/m3,投加浓度86mg/L,示踪粒子的作用是对射入的激光产生反射和散射作用.将CCD相机设置在与激光器发出的片光垂直的方向上,以获取被激光照亮的平面上的粒子图像. FlowManager软件被用来记录和分析实验数据,并对同步器进行控制.该系统的最大数据收集速率为每s 15个速度矢量场.对每个确定的内筒转速取约500对图像,采用空间对齐叠加的分析法,得到平均流场的空间分布情况.在PIV数据获取之前,内筒须在确定转速下保持至少 10min的运转时间以达到稳定平衡.

图1 PIV测定原理及实验装置系统示意Fig.1 Schematic diagram of PIV principle and measurement system

2.2.2 混凝实验 以高岭土和自来水配制 2%的高岭土储备悬浊液,取7.5mL此储备悬浊液和1500mL自来水,加入到Taylor-Couette反应器环隙中作为处理水样,以内筒500r/min的转速强烈旋转混合后,水样浊度达 100NTU.按照实验确定的最佳投加量,加入1%浓度的聚合氯化铝(PAC)溶液,继续以内筒在 500r/min的转速旋转 2min,使 PAC混合均匀,然后以不同的转速缓慢旋转10min,静置沉降10min后,从水面下210mm 处取样测定浊度.絮凝过程中同步采用“咖啡象”数码显微影像分析仪跟踪检测絮凝过程中的絮体形态,分别对静沉前和静沉后所形成的絮体形态进行对比检测和分析.

3 结果与讨论

3.1 环隙子午面速度矢量图

Taylor-Couette反应器环隙子午面示于图2.在不同的内筒转速下用 PIV得到了环隙子午面的瞬时平均速度矢量图,如图 3所示.由于Taylor-Couette反应器的几何尺寸及工作液体与文献[12]、[13]报道的近似相同,故采用相同的82.8作为Rec的值,并用式(2)和R=Re/Rec计算出简化雷诺数R.

图2 环隙子午面测定区域Fig.2 Schematic diagram of measurement area on meridianal plane

图3表明,在环隙子午面上有沿轴向规则分布的漩涡,相邻涡旋的旋转方向相反,在很低的转速下,当 R =1.7时系统就表现出了不稳定性.随着内筒转速的升高,环隙中涡旋的数目先增多,后减少.涡旋的形态也随着转速的升高从左到右逐渐发生着变化.当R=1.7～5.8时,仅存在少量非闭合和相互连通的初期涡旋,表明涡旋正在开始形成.当R＞5.8时形成了许多孤立的,完整的和相互分离的涡旋.但随着转速的继续升高,涡旋的完整性逐渐降低,相邻涡旋相互连通,最终成为非闭合或敞开式涡旋.

图3 环隙子午面平均速度矢量场Fig.3 Mean velocity vector map of meridional plane n:内筒转速, r/min

在R＞5.8的内筒转速下,由PIV连续测定得到不同时间环隙子午面上的瞬时速度矢量场,显示了涡旋形态和体积大小均随时间发生着周期性变化.但随着转速的升高,变化周期逐渐缩短,最终当简化雷诺数R＞30时,涡旋的周期性变化消失,瞬时速度矢量场不再随时间变化.图4为n =20, R =11.6时不同时刻的一系列瞬时速度矢量场.从图4可以看出,涡旋的形态随着时间在发生变化,涡的体积随着时间发生周期性膨胀和收缩,并且涡的中心位置也随时间发生径向和轴向振动.

图4 R=11.6时 瞬时速度矢量场随时间的变化Fig.4 Changes of instantaneous velocity vector fields with time when R=11.6

3.2 环隙流场形态对混凝效果的影响

图5 不同内筒转速下的混凝效果Fig.5 Coagulation efficiencies of different rotating rates

由图5可知,在每一种投药量的情况下,浊度去除率均随着内筒转速的升高先升高,后降低,而且几乎在每一种投药量下均在 10～30r/min,即 R约处于 5.8～20的范围内达到最高值.同时用“咖啡象”数码显微影像分析仪采集分析絮凝过程中的絮体,不同转速条件下所形成的絮体形态如图6所示.由图6可清楚地观察到,在内筒转速处于10～30r/min即R=5.8～17.5的范围内时,所形成的絮体粒径较大,而在此范围之外(或前或后)生成的絮体比较细小.实验过程也观察到在内筒转速为10～30r/min范围内,生成的絮体沉降较快,沉淀后絮体总量较多.而在此范围之外(或前或后)生成的絮体比较细小,沉降较慢,难于与水分离,沉淀后絮体总量较少,与图6所示相符.

图6 不同内筒转速下的絮体形态(×5)Fig.6 Morphology of flocs formed in different rotating rates (×5)

3.3 讨论

对上述实验的每一种内筒旋转速度,用式(2)计算出其对应的Re及R,如表1所示.表1中同时列出了R所对应的流动机制[11-13].

表1 流场参数与内筒转速的关系Table 1 Relationship between flow field parameters and rotating rates

如上所述,在10～30r/min的转速范围内,混凝效果达到了最佳,由表1看出,此转速范围所对应的R=6～20,其流动机制恰处于波状涡流动(WVF)范围.由图3可以看出,处于WVF流动机制范围的所有涡漩都是闭合涡,可以认为这种闭合涡有利于涡内颗粒的相互碰撞.据Wang等[13]报道,在WVF范围内可以观察到主流液体的移动和涡旋随时间的周期性膨胀和收缩.在本研究中也发现了与其所述相同的规律,如图4所示,涡的体积随着时间发生周期性膨胀和收缩,涡的中心位置也随时间发生径向和轴向振动.所以可以推论,主流液体的移动和涡旋的膨胀收缩会周期性地增大或减小涡内颗粒的运动速度,甚至改变其运动方向,造成局部瞬时速度梯度增大,引起颗粒之间更频繁的相互碰撞,导致较高的混凝效率.但是随着内筒转速的升高,流动机制由 WVF 开始转变为MWVF和TTVF,在MWVF和TTVF的初始阶段,涡旋的膨胀和收缩就已经消失,转速继续升高,涡旋的完整性也逐渐降低,相邻涡旋相互连通,最终成为非闭合或敞开的涡旋.可以推论,在这种情况下,涡旋中的颗粒可以随水流从一个涡旋流向另一个涡旋,碰撞的几率降低,导致较低的混凝效率.与此相同的是当R小于WVF的R值时,初始涡旋正在形成,其形态也是非闭合或敞开式涡旋,同样的原因导致了较低的混凝效率.综上所述, WVF范围内的闭合涡及其周期性膨胀和收缩是其混凝效率达到最高的原因.

4 结论

4.1 当内筒转速在 10～30r/min范围时,对应的流动机制恰为 WVF,混凝效率达到最高,在此WVF范围之外得到的混凝效率较低.

4.2 由于在WVF范围内的涡旋是闭合涡旋,而且随时间发生周期性的膨胀和收缩,所以 WVF机制有利于颗粒的相互碰撞,导致了较高的混凝效率.

4.3 随着内筒转速升高,流动机制从WVF转变为TTVF,涡旋从闭合涡转变为非闭合涡,并相互连通,涡旋中的颗粒可以随水流从一个涡旋流向另一个涡旋,碰撞几率降低,导致了较低的混凝效率.

4.4 当R小于WVF的R值时,初始涡旋正在形成,其形态也是非闭合或敞开式涡旋,同样的原因导致了较低的混凝效率.

[1] AWWA Coagulation Committee. Committee report: Coagulation as an integrated water treatment process [J]. Journal of American Water Works Association, 1989,81(10):72-78.

[2] 常 青.水处理絮凝学 [M]. 2版.北京:中国化学工业出版社, 2011:33-39,174-175.

[3] Cassonl W, Lawler D F. Flocculation in turbulent flow: Measurement and modeling of particle size distribution [J]. Journal of American Water Works Association, 1990,63(8):54-68.

[4] Camp T R, Stein P C. Velocity gradients and internal work in fluid motion [J], Journal of Boston Soc. Civil Eng, 1943,30: 219-237.

[5] Oldsue J Y. Fluid mixing technology [M]. New York: McGraw-Hill Book Co, 1983.

[6] Cleasby J L. Is velocity gradient a valid turbulent flocculation parameter [J]. Journal of Environmental Engineering, 1984,111(6): 741-754.

[7] Han M, Lawler D F. The (relative) insignificance of G value in flocculation [J]. Journal of American Water Works Association, 1992,84(10):79-91.

[8] 孙 喆,杨基先.旋流网格混凝设备处理低温低浊水的实验研究[J]. 中国给水排水, 1998,14(2):32-34.

[9] Leonard W C, Desmond F L. Flocculation in turbulent flow: measurement and modeling of particle size distributions [J]. Journal of American Water Works Association, 1990,82(10):54-68.

[10] Kataoka K. Encyclopedia of fluid mechanics, in: Taylor vortices and instabilities in circular couette flows, vol. 1 [M]. New York: Housing Gulf Publishing, 1985:237-273.

[11] Wang L, Vigil R D, Fox R O. CFD simulation of shear-induced aggregation and breakage in turbulent Taylor-Couette flow [J]. Journal of Colloid and Interface Science, 2005,285:167-178.

[12] Soos M, Wang L, Fox R O, et al. Population balance modeling of aggregation and breakage in turbulent Taylor-Couette flow [J]. Journal of Colloid and Interface Science, 2007,307:433-446.

[13] Wang L, Michael G O, Vigil R D. Reappearance of azimuthal waves in turbulent Taylor-Couette flow at large aspect ratio [J]. Chemical Engineering Science, 2005,60:5554-5568.

[14] Mu-Kweon Y, Chongyoup K. Experimental studies on the Taylor instability of dilute polymer solutions [J]. Journal of Non-Newtonian Fluid Mechanics, 1997,72:113-139.

Coagulation effects of submicroscopic vortices. MAO Yu-hong,

CHANG Qing*, ZENG Li-yun, YU Chang-quan (School of Environmental and Municipal Engineering, Lanzhou Jiaotong University, Lanzhou 730070, China). China Environmental Science, 2012,32(3)：467～472

Velocity field data were acquired for Taylor-Couette flow in the annulus gap between a rotating inner cylinder and a fixed concentric outer cylinder by using particle image velocimetry (PIV).The vortices of submicroscopic size were produced in the annulus gap according to the velocity vector map. The flocculation efficiencies were also obtained in the same Taylor-Couette flow under the conditions corresponding to the different vortices. The flocculation efficiencies reached the maximum values (above 50%) in the wavy vortex flow(WVF)range due to the closed vortices and their contractions and expansions with time, but out of WVF range, the comparatively low flocculation efficiencies were obtained due to the no-closed vortices connected with each other.

water treatment；flocculation；turbulent flow；PIV；Taylor-Couette flow

X52

A

1000-6923(2012)03-0467-06

2011-06-08

国家自然科学基金资助项目(50878102)

* 责任作者, 教授, changq47@163.com

毛玉红(1972-),女,副教授,博士,主要从事水质控制物理化学及污染控制研究.发表论文10余篇.