水力喷射空气旋流器中射—旋流耦合流场的模拟分析

邱发成，全学军，徐 飞

（重庆理工大学，重庆 400054）

1 前言

水力喷射空气旋流器（WSA）是一种新型高效的气—液相间传质静态超重力设备。目前，WSA在实际应用上取得了较好的效果，如废水脱氨、烟气脱硫、含 Cr（VI）废水的处理等方面［1～4］。前期研究完成了对WSA的结构优化、射流流型的划分与转化、气相压降模拟与测定关联、传质机理、以及射流—旋流流场模拟与射流雾化条件及机理等的研究［5～8］。事实上，射流在WSA内的气体旋流场中实现雾化以及雾滴的分离，其作用方式明显区别于横向气流中的雾化［9］。然而，由于射—旋流耦合流场的复杂性以及实验测定条件的限制，使得对内部流场分布的系统性研究出现困难［10］。为了深入认识WSA中射流气动雾化与液滴分离过程的影响因素及其机理，本文采用ANSYS Fluent 15.0软件对水力喷射空气旋流器中射—旋流耦合流场进行数值模拟，考察耦合场内切向、径向和轴向速度分布情况，同时探究耦合场区域的湍动能变化规律。该研究结果可为WSA中射—旋流耦合场中射流雾化与液滴分离过程研究提供思路。

2 数值模拟

2.1 数学模型

水力喷射空气旋流器内部存在复杂旋转流、局部回流等特征，其两相流动界面表现出明显的拟序结构。因此，为了能够精确地描述其内部的湍流结构和气液两相自由流动界面的变化情况，分别采用雷诺应力模型（RSM）和Volume Of Fluid（VOF）模型对WSA内流场等进行数值模拟研究［11～15］。

2.2 数值模拟条件

水力喷射空气旋流器的几何模型与网格如图1所示，具体几何参数见表1。流体的计算流域，包含了601452个网格，全部流域的计算网格类型为六面体结构，且在把排气管管壁附近的网格进行了加密。在处理圆柱射流小孔时，为了节约计算资源，将圆形小孔等效为正方形小孔，这样利于生成结构化网格，使得迭代计算不易发散，其具体边界条件设置见文献［7］。

图1 WSA的几何模型与网格

表1 模拟和试验用WSA的几何尺寸参数 mm

2.3 网格无关性性验证

采用 GAMBIT 2.4.6对 WSA 进行网格划分，使用切块分区的方法把WSA分成几个不同的区域，不同区域皆采用结构化网格。为考虑不同的网格数对模拟结果的影响，将WSA的网格个数分别划分为 601452，1345214，3251722，当射流速度为1.38 m/s时，3种网格数下的压降模拟结果见文献［8］，其值随进口气速变化的压降曲线基本一致。因此，本文采用的模拟网格数为601452。

3 结果与讨论

本工作主要是为了深入研究WSA中射—旋流耦合场的流场特性，探究其旋流场与射流流场的耦合作用行为。因此，在模拟过程中，选定耦合场区域内的上（Z=40 mm）、中（Z=86.8 mm）、下（Z=118 mm）3个层面的情况进行模拟研究分析。当射流速度μ1=1.01 m/s时，选取了WSA不同压降区域的代表性进口气速 1.78，6.22，10.67，17.78 m/s进行模拟研究［7］。

3.1 轴向速度分布

图2所示为不同条件下WSA内部耦合空间不同截面上的轴向速度分布。从图中可以看出，在耦合场中的轴向速度分布及其对称性与进口气速的大小有关。在进口气速较低时（即WSA的低压降区），轴向速度在耦合场区域内的流场分布与传统旋风分离器的分布规律基本一致（零轴线包络面）。当进口气速处于WSA的压降突跳区、压降过渡区和高压降区域时，零轴线包络面逐渐消失，流域内流体表现出向下的主体流动，同时轴向速度出分布现了较为明显的不对称性。当进口气速处于高压降区，如图 2（c）所示，μg=17.78 m/s时，气体旋流场起主导作用，射流处于剪切雾化的状态，其轴向速度分布呈倒V型或M型，与传统旋风器分布规律相同［16］。

图2 不同气速条件下WSA内耦合空间各截面轴向速度分布

图3表示WSA内Y=0截面的轴向速度分布。从图中可以看出，轴向速度分布的对称性，随着进口气速的不断增大而不断减弱，同时在流域内的部分位置还出现了较大的速度分布。在低压降区，旋流作用较弱，射流的流态保持较好，其轴向速度呈对称性分布。随着进口气速的不断增加，从排气管内流出的液相量不断增加，轴向速度开始出现不对称，且其对称性不断减小，如图3（b）和3（c）所示。

图3 不同气速条件下WSA内Y=0截面的轴向速度分布

3.2 径向速度分布

图4，5所示为WSA中耦合空间内部以及各截面的径向速度分布。从图4可知，进口气速对耦合场内的径向速度大小、沿径向分布的对称性都有较大的影响。总体而言，随着进口气速的增大，径向速度及其分布的不对称也逐渐增大。在低压降区（如图4（a）所示），径向速度沿径向分布具有较好的对称性，在耦合场上下空间中，其值相差不大。这是由于旋流场强度较弱，射流的强烈作用造成的（如图5（a）所示）。

图4 不同气速条件下WSA内耦合空间各截面沿径向径向速度分布

图5 不同气速条件下WSA内Y=0截面的径向速度分布

在压降突跳区域内（如图4（b）所示），径向速度方向仍然受到射流的作用指向排气管中心（如图5（b）所示），其值在各个截面上半径方向的中部达到最大值。在压降过渡区和高压降区，径向速度在耦合场的上部和中部较大，在下部较低。明显的是，径向速度在沿半径方向分布出现了其值为零的现象。由WSA器壁至零点，径向速度方向指向排气管中心。而在零点到排气管表面，径向速度方向指向WSA器壁（如5（c）所示）。

3.3 切向速度分布

图6，7所示为射—旋流耦合场内各个截面上的切向速度分布。

图6 不同气速条件下WSA内耦合空间各截面沿径向切向速度分布

图7 不同气速条件下WSA内Y=0截面的切向速度分布

从图中可以看出，总体上，切向速度值随进口气速的增大而增大，同时其分布表现出较大的波动。同时，还可以看出，在WSA器壁附近和中心排气管附近，存在明显的2个极值区域。出现上述现象的原因，可能是由于旋流场强度增大与射流相互作用的结果，也是射流雾化破碎引起流域内压降变化导致的。在耦合空间内，速度（能量）沿轴向向下逐渐衰减，还表现出明显的不对称流场分布，即靠近进气一侧的切向速度值明显大于另一侧。

3.4 湍动能分布

图8所示为不同条件下耦合场空间各截面上的湍动能分布云图，其具体湍动能值如表2所示。总体而言，湍动能随气速增加而增加，但是其分布不对称性逐渐减小。在低压降区域时，环隙区湍动能分布较为均匀，其值较小（0.03～0.04 J/kg）。在压降突跳区，贴近环隙内壁附近的区域出现极小值（如图8（b）所示），其旋流作用不强，液相沿轴向向下流动。在压降过渡区和高压降区时，出现明显的极大值区域，其所在截面的湍动能值出现剧增的现象，具体如表2所示。此外，随着气速的增加，湍动能的平均值沿竖直方向上变化越大。具体地，在低速区域，湍动能沿轴向向下其值变化不大，衰减速率较小。随着气速的增加，如μg=10.67 m/s时，其值沿轴向向下衰减速率增加，从表2还可以看出，其值的增加速率最大。在高气速时，其值的衰减速率有所降低。因此，在耦合空间区域，沿轴向向下，湍动能值的衰减速率逐渐降低。

图8 不同气速条件下WSA内各截面的湍动能分布

表2 不同气速下耦合空间各截面湍动能值

4 结论

（1）当进口气速较低时，轴向速度在耦合场区域内沿径向出现零轴线包络面。当进口气速处于WSA的压降突跳区、压降过渡区和高压降区域时，零轴线包络面逐渐消失，轴向速度表现出整体向下流动。

（2）进口气速对耦合场内的径向速度大小、沿径向分布和对称性，都有较大的影响。径向速度在耦合场中部达到最大值，在下部达到最小值，且径向速度分布沿半径方向出现了区域性特征。

（3）总体上，切向速度随着进口气速的增大而增大，切向速度沿耦合空间轴向向下逐渐减小，表现出切向速度的能量衰减规律。

（4）在相同气速条件下，耦合空间的湍动能沿竖直向下逐渐减小。随着气速的增加，湍动能的平均值沿竖直方向上衰减速率越大。

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