注气孔位置对文丘里管式微气泡发生器成泡特性的影响分析

2021-11-26丁国栋陈家庆李振林蔡小垒

化工学报 2021年11期

丁国栋，陈家庆，李振林，蔡小垒

（1 北京石油化工学院机械工程学院，北京102617； 2 中国石油大学（北京）机械与储运工程学院，北京102249；3 深水油气管线关键技术与装备北京市重点实验室，北京102617）

引言

与常规气泡相比，微气泡具有粒径小、上浮速度慢、水力停留时间长、比表面积大等特点，已经在很多领域得到了应用[1-2]。例如，第四代先进核能系统——钍基熔盐堆在运行过程中会不断产生裂变气体（如135Xe 和85Kr 等），严重影响反应堆的正常运行，需要及时予以脱除，橡树岭国家实验室（ORNL）通过向燃料盐中通入微气泡形式的氦气，然后通过传质过程吸收裂变气体[3]。产生微气泡的专用设备常常被称为微气泡发生器，其中文丘里管式微气泡发生器具有结构简单、成泡能耗低的优点，在实际工程中备受关注[4-5]。用于钍基熔盐堆裂变气体脱除的文丘里管式微气泡发生器最早由ORNL 的Kress[6]于1972 年研制成功，也堪称世界范围内最早得到工程应用的文丘里管式微气泡发生器，主体结构由收缩段、喉管和扩张段组成，其中注气孔位于喉管处。Fujiwara 等[7-9]提出了一种新型文丘里管式微气泡发生器，注气孔置于文丘里流道上游进水管处，气相首先在水流冲击下形成初始气泡，随后气液两相进入文丘里流道并碎化成微气泡。实验结果表明，该型微气泡发生器能够在较大气水比范围内实现高效成泡，并且成泡平均粒径不随气水比的增大而显著变化。针对上述两类文丘里管式微气泡发生器，相关学者以水和空气为实验介质，并通过可视化实验方法观测单气泡或微小气水比下气泡流在文丘里管式流道内的运动、变形及破碎过程，并基于测得的实验数据重点对气泡在扩张段内的破碎机理进行探究。例如，Kaneko 等[10-12]针对Fujiwara 等设计的文丘里管式微气泡发生器开展实验研究，借助高速摄像观察气泡进入文丘里管式流道后的破碎现象，发现气泡在高液速下经喉管进入扩张段，先膨胀后急剧收缩，在静压力回升的压差作用下发生气泡碎化。Sun 等[13-14]则对注气口位于喉管处的文丘里管式微气泡发生器开展实验研究，发现文丘里扩张段内包含多种气泡破碎机理，如剪切应力作用、湍流脉动和气泡界面振荡等。Sparrow等[15-16]研究指出，在一定扩张段张角和液相Reynolds数下，在扩张段区域出现由边界层分离引发的回旋流，使得气泡发生急剧减速及堆积，强化气液间的相互作用而助力气泡发生破碎。根据界面不稳定性理论，气泡界面波动越剧烈，气泡表面积聚的能量越高，进入扩张段后破碎程度越高。尽管从理论上讲，由注气口处脱附生成的初始气泡形态会对气泡在扩张段内的破碎特征产生重要影响，但实际上迄今的相关研究却得到了不同结论。例如，Gordiychuk 等[17]探究了注气孔孔径对成泡粒径分布的影响，指出进气孔孔径对最终成泡粒径的影响不显著；Li等[18]在气水比0.1%～0.5%时，系统分析了注气孔孔径、注气孔数量、扩张段张角等对成泡粒径分布的影响规律，结果表明注气孔孔径和数量对成泡粒径影响并不显著。其原因可归结于，当注气口位于喉管位置时，距离扩张段入口较近，气泡未经气液间的剧烈相互作用便进入扩张段，而且在此微小气水比下，气液流动状态为泡状流，扩张段复杂流场对气泡的碎化作用足以掩盖初始成泡特征差异性造成的影响。但是，对于大气水比下初始成泡特征的描述，以及该特征对扩张段内气泡碎化特性的影响分析，尚未有相关文献公开发表。针对注气口前移至进水管位置处的文丘里管式微气泡发生器，曹俊雅等[19]通过照相法探讨了错流、逆流和并流3 种进气方向对成泡粒径的影响，结果表明并流进气方式因气泡脱离时间更短，使得生成气泡尺寸最小。但他们没有与注气口位于喉管位置时的成泡性能进行对比分析。由此可见，有必要采用可视化实验方法，对比分析大气水比（＞1%）下注气孔位于喉管或进水管时的初始成泡特征及流型，并对不同流型下气泡在扩张段内的气泡破碎特性及机理进行探究，以便为文丘里管式微气泡发生器的改良设计提供理论支撑和佐证。本文通过可视化实验方法，对比分析注气口分别位于喉管处（结构1 型）和进水管处（结构2型）的两种文丘里管式微气泡发生器在大气水比工况下的气液流型、气泡破碎特征以及成泡粒径，并对两种微气泡发生器的成泡能耗进行对比分析，以期为文丘里管式微气泡发生器的工程应用提供参考。

1 实验设备和方法

1.1 实验系统

为探究文丘里管式微气泡发生器的成泡特性以及气泡在文丘里管式流道内的运动、变形及破碎特征，设计并搭建了如图1所示的可视化实验系统。该系统主体由液相环路、注气装置和拍摄装置组成。全部实验都在常温常压下进行，选择自来水和空气为实验工质。液相环路通过变频式管道增压泵（SHIMGE，BW4-2型）进行水流的增压输运，水流量通过调节变频器控制泵转速得以实现。高压气瓶作为实验用气源，经减压阀减压后通过气体流量控制器（ZXKJ-001 型）进行注气流量的精确控制，测量精度＜1%。选用美国IDT 公司的Motion Pro Y3-S2 型高速摄影仪对文丘里流道内的气泡运动、变形及破碎过程进行捕捉和记录，分辨率为1024×1008 时的频率为6000 fps，配套镜头选用Nikon AFS Micro NIKKR 60 mm 型。拍摄系统增强光源采用LED（LIPPMANN，LED-600A），用以保证拍摄过程中的光照强度并确保拍摄区域内的光强分布均匀。LED 和高速摄影镜头正对面安装放置，文丘里流道置于两者之间。

图1 实验流程Fig.1 Schematic overview of the experimental apparatus

尽管近年来部分学者围绕注气孔孔径、注气孔个数、扩张段张角等结构参数对文丘里管式微气泡发生器成泡粒径分布的影响规律进行了探究，但尚未建立起文丘里管式流道的设计标准或公认的设计指南[20-22]。因此，本文参考近几年相关文献中出现的文丘里管式流道主体结构参数，并综合考虑加工难度，设计了如图2 所示的文丘里管式微气泡发生器。为降低拍摄过程中由于光线折射所造成的气泡形态误差，本文借鉴该领域的一般性做法，将流道横截面设计成矩形，其中进水管处横截面尺寸为5 mm×2 mm，喉管处横截面尺寸为2 mm×2 mm。收缩段张角为22.5°，扩张段张角为10°，喉管长为4 mm，注气孔孔径为1 mm。两种文丘里管式气泡发生器的区别仅在于注气管位置不同，结构1 型的注气孔位于喉管管壁，注气孔中心距收缩段后沿1 mm，结构2 型的注气孔位于进水管管壁，注气孔中心距进口端20 mm。为便于观测，文丘里管式微气泡发生器的加工材质为高透有机玻璃，观测位置固定在出水口处。

图2 两种文丘里管式微气泡发生器结构示意图Fig.2 Schematic diagram of the two Venturi-type microbubble generator

为应对大气水比的研究目标，本文液相流量的调节范围为40～140 L/h。气相流量控制在20～80 ml/min之间。两相体积流量变化范围的选择根据式（1）定义的气相体积分数来确定[18]：

式中，QL为液相体积流量；QG为气相体积流量。

1.2 图像处理方法

基于高速摄像得到的数字图像，需要借助数字图像分析方法（digital image analysis,DIA）进行后处理以获取气泡粒径、圆度、运动速度等参数信息[23]。本文选用商业软件Image J 进行图像处理，Image J是美国国家心理健康研究所开发的开源图像分析软件，广泛应用于医疗诊断、医学影像等领域，在显微图像处理及离散气泡粒径测量方面也有不少应用案例[24]。数字图像粒度分析的步骤大致可分为数字图像预处理、对处理后的图像进行边缘检测、对边缘检测后的图像进行粒度检测、最后将粒度结果以图表方式进行对比分析等过程。图3所示为基于Image J 软件的图像处理流程，其中原始图片为液相流量为0.08 m3/h、注气流量为20 ml/min 时出口位置成泡图像。原始图片导入Image J 软件后首先进行预处理操作，包括裁剪、降噪和锐化等步骤，对于拍摄质量较高的原始图片则可省略预处理步骤。然后将图片进行阈值更改和二值化处理，以此凸显气泡边界，并检测气泡的边界及进行填充[25-26]。由于部分气泡在流道内可能存在部分重叠现象，本文采用分水岭方法（watershed）进行切割。最后，对所检测到的圆度、等效粒径、气泡运动速度等气泡物理参数进行提取和分析。

图3 基于Image J图像处理流程Fig.3 Bubble detection in image processsing via Image J

在二维图像处理中，等效直径（d）i是指图像中气泡投影面积的直径等于相同面积下标准圆的直径，计算公式为:

式中，S为气泡区域投影面积，mm2。

对于注气口处的初始气泡尺寸信息，由于受到液相水流的冲击作用，使得气泡发生拉伸变形，并在断裂脱附后呈椭球型。因此，采用定量化参数对气泡在断裂前、后的形态特征进行描述，如图4 所示。其中气泡断裂前的最大拉伸长度（l）定义为注气口上顶点与气泡顶端的连线间距，而该连线与边壁的夹角则被定义为气泡夹角（θ）。对于断裂后的气泡，则采用高宽比（D）来描述气泡的形状特征，其定义为一个恰好能包围气泡区域的矩形的宽和长，即气泡高度（b）和气泡宽度（a）的比值[22,27-28]。

图4 注气口处的初始气泡结构尺寸特征Fig.4 The description of initial bubble characteristics

忽略相邻两帧时间内气泡运动速度的变化，离散气泡在流道内的上升速度可约等于相邻两帧时间内的质点轴向位移差与相邻两帧时间之比[29]:

式中，u为气泡的时均速度，m/s；y为某时刻的气泡质心轴向坐标，m；Δt为相邻两帧的时间间隔，s。

同时，为了降低图像处理过程中的系统误差，除了采取增大光照强度以提高照片质量外，还通过增加图片的样本数量，借助Image J 的批量处理平台，自行编辑运行代码，进行批量处理以提高准确度。

2 实验结果及分析

2.1 初始成泡特征及流型图

图5 所示为结构1 和结构2 型微气泡发生器在不同气、液相流量工况下的初始成泡特征对比。图5（a）为QL=40 L/h、QG=20 ml/min（即α=0.03）时，空气由喉管处注入并在水流冲击下拉伸变长，并最终在最窄处发生断裂脱附，离散气泡随水流进入下游扩张段区域。增大液相流量至60 L/h，气相流量恒定20 ml/min，即α降低至0.02时，喉管注气口位置处的气液流型由泡状流变成弹状流，成泡过程不再发生断裂、脱附，所形成的气腔由喉管一直延伸至扩张段区域，并且在扩张段处的体积膨胀增大。分析原因主要由于扩张段进口壁面区域存在回旋流静止区，进入该区域的气泡在此位置发生急剧减速。结构1型文丘里管式微气泡发生器的注气口位置与扩张段距离较近，初始气泡头部沿内壁面进入回流静止区后，气泡拉伸效应受阻、气泡不再发生断裂，在压力回升及回流静止区域双重作用下，气液流型由泡状流转换成弹状流。同时，弹状泡顶端在扩张段复杂流场的作用下发生剧烈界面波动，子气泡碎片发生脱离。当QG由20 ml/min 增大至40 ml/min，同时保持QL恒定为60 L/h，即α为0.04 时，气液流型由弹状流变为环状流，分析原因是由于经注气口注入的气相显著扩充弹状流型下的气腔体积，不断增大的气腔逐渐占据流道的大部分空间。随着运动推移，液相逐渐形成液膜并沿管壁向前流动，气液间形成连续且动态的界面，气液流型由此发生转换。

图5 两种文丘里管式微气泡发生器在各自注气口位置处的初始成泡特征Fig.5 The initial bubble characteristics of the two Venturi-type microbubble generators

图5（b）为结构2 型微气泡发生器内的气液流型，随气、液相流量变化始终保持为泡状流。当QL=40 L/h、QG=20 ml/min 时，结构2 型微气泡发生器产生的初始气泡在断裂前的最大拉伸长度（l）是结构1型的0.77 倍，所成气泡与壁面间的夹角（θ）为28.35°，气泡迎水面的界面较为平整，背水面的气泡界面呈圆弧状。分析原因是由于结构1型的注气口位于喉管处，此处的流道横截面积为结构2 型注气口位置处流道横截面积的0.4 倍，相同流量下的水流表观速度为结构2型的2.5倍，气泡所受的黏性剪切应力远大于结构2 型。结构1 型微气泡发生器在注气口处发生气泡断裂脱附后的长宽比（D）为3.11，而结构2 型的长宽比为2.65，成泡脱附频率随之提高，成泡粒径显著降低。当QL由40 L/h 增大至60 L/h 时，由于流动剪切力的增大，气泡在注气口发生断裂脱附前的最大拉伸长度（l）由2.78 mm 增加至3.30 mm，与内壁面间的夹角（θ）则相应由28.35°减小至17.33°，气泡脱附后的长宽比（D）由2.65增加至3.16。而当QG由20 ml/min 增大至40 ml/min 时，由于注气量的增加，气泡体积显著增大。最大拉伸长度（l）由3.30 增大至4.02，长宽比（D）由3.16 降低至2.99。

综上可知，结构1 型微气泡发生器的初始成泡特征及气液流型受气、液相流量的变化影响显著，呈现了泡状流、弹状流和环状流三种流型。为系统分析两种结构在不同气、液流量下的流型特征，设置QG为20、30、40、60、80 ml/min，QL为40、60、80、100、120、140 L/h，进行全因素实验并根据实验结果绘制如图6 所示的流型图。由图可知，结构1 型仅在较小注气流量及较高液相流量下才能呈现泡状流或弹状流，而结构2 型在整个参数区间内都是泡状流。由此可知，结构2 型微气泡发生器的有效成泡操作参数区间远大于结构1 型，对工况的适应性更强。

图6 两种文丘里管式微气泡发生器在全部实验范围内的气液流型图Fig.6 Gas-liquid flow pattern of the Venturi-type microbubble generator

2.2 成泡粒径的对比分析

文丘里管式微气泡发生器成泡粒径的拍摄位置固定在距扩张段尾端6 mm 处，视窗范围为12 mm×12 mm。为定量对比分析两种文丘里管式微气泡发生器在相同工况下的成泡粒径，定义Sauter 平均粒径（d32）如式（4）所示[30]:

为便于进行文丘里流道内的流体动力学分析，定义喉管位置截面处的液体组分Reynolds 数（Reth）如式（5）所示[31]:

式中，dth为喉管处的等效内径；uth为喉管处的液相流速；ρL为液相密度；µL为液相动力黏度。

图7所示为QG=20 ml/min，Reth分别为7077、10616、14154、17693、21234和24770时，两种文丘里管式微气泡发生器的成泡Sauter 平均粒径（d32）分布。随着液相Reynolds 数的增大，成泡平均粒径逐渐降低，并且结构2 型的成泡粒径均高于结构1 型。通过对离散数据进行拟合，得到幂指函数的拟合关系，关系式见表1。当Reth=7077时，两种结构微气泡发生器的初始成泡流型均为泡状流，二者的d32差值为0.442 mm，此时在文丘里流道内，初始气泡在剪切应力作用下仅发生变形。随着液相Reynolds数逐渐增大至24770，结构1型的初始成泡流型变为弹状流，两种结构下成泡d32差值逐渐缩小至0.029 mm，说明文丘里流道内弹状流型下的气泡碎化强度强于泡状流。

图7 QG=20 ml/min时的两种文丘里管式微气泡发生器Sauter平均粒径随液相Reynolds数的变化Fig.7 Variation in bubble Sauter mean diameter with Reth for QG=20 ml/min

表1 不同文丘里管式微气泡发生器的成泡平均粒径（d32）与液相Reynolds数（Reth）间的拟合关系式Table 1 Correlations of the Sauter mean diameter with respect to Reth under different Venturi-type microbubble generator

湍流场中气泡碎化理论认为，在高Reynolds 数下如果气泡表面所受到压力波动的影响超过气泡表面张力的影响，那么气泡就会发生破裂[32-33]。相关学者已采用可视化实验方法对泡状流型下气泡通过文丘里管式微气泡发生器扩张段区域时的运动、变形及破碎形态及气泡破碎机理进行了探究，而对弹状流型下的气泡碎化特征及机理却鲜有涉及。图8（a）所示为QL=80 L/h、QG=20 ml/min 时，即Reth=14154时，结构1型微气泡发生器扩张段内的气泡输运过程。由图可知，注气口生成的弹型泡由喉管延伸至扩张段后的碎化经历了界面波动、子气泡脱离及分散破碎等过程。扩张段近壁面区域存在复杂的湍流脉动，致使气泡末端界面波动剧烈，不稳定性增强。在剪切应力、湍流涡旋、压力脉动的耦合作用下，子气泡碎片发生失稳脱附，并从母泡分离。分离后的子气泡继续在内部流场的作用下发生二次破碎，并且在回旋流作用下加速细化及分散，气泡分散区域进一步扩大。

图8（b）所示为相同工况下结构2型微气泡发生器流道内的气泡输运过程，初始气泡由注气口生成并脱附后，经收缩段和喉管段进入扩张段。在湍流输运过程中，离散气泡在液相水流的裹挟、冲击作用下发生界面波动及变形，并在气泡表面积聚能量，进而助力气泡在扩张段内的碎化。由图可知，气泡在0.5 ms 时进入扩张段并发生剧烈的界面波动，其形态与在喉管段时保持表面光滑大不相同。随着气泡在扩张段内的运移，气泡发生拉伸变形，并在表面出现多个褶皱凸起，多个子气泡从母气泡上剥离脱附，但母气泡本体并未发生剧烈碎化。图9 所示为气泡进入喉管段后的轴向质心坐标及时均速度随时间的变化规律，气泡进入喉管后速度逐渐升高至最高值，进入扩张段后速度开始急剧降低，至1.8 ms时速度逐渐稳定。分析原因是由于在扩张段区域内，沿轴向方向的流道横截面积不断增大，流体流速随之降低、压力升高。同时，由于边界层分离引起扩张段近壁面区域产生内卷回旋流涡旋并形成静止区域，当气泡经过时加剧了其减速及破碎过程。如果忽略气泡对内部流场的影响，仅考虑液相流场对气泡的作用，那么在相同操作参数下可以认为，两种结构扩张段内部湍流场的特征相同。造成两种结构扩张段区域气泡碎化特征差异性的原因可归结为，进入扩张段区域的初始气泡形态不同。在相同气水比下，弹状流型下的气液界面积远大于泡状流，根据Kelvin-Helmholtz 不稳定性理论，在相同湍流作用下，气液界面积越大越易发生界面失稳破碎。因此，在该液相Reynolds数下，由气液界面失稳引发的气泡破碎强于湍流涡旋、压力脉动等湍流破碎引发的气泡破碎。

图8 QL=80 L/h，QG=20 ml/min时文丘里流道扩张段内的气泡输运过程Fig.8 Bubble transport process in the divergent section of Venturi channel at QL=80 L/h,QG=20 ml/min

图9 结构2型中气泡在流道内的轴向位置及速度分布Fig.9 The axial position and velocity distribution of bubbles in the type 2 Venturi-type microbubble generator

图10 所示为QL由60 L/h 增大至140 L/h，即液相Reynolds 数由10615 增大至24770 过程中，结构1 型文丘里流道扩张段内的气泡碎化特征图，由图中可以看出，随着液相流量的增大，由注气口生成并延伸至扩张段边壁区域的弹状泡的体积逐渐减小，气泡界面优势逐渐弱化。初始气泡进入扩张段后发生剧烈的气泡破碎，气泡粒径随之显著降低。可以说明，在该Reynolds 数下，基于湍流破碎引起的气泡破碎将取代以气液界面不稳定引起的气泡破碎，且逐渐开始占据主导地位。这也就解释了为何随着液相Reynolds 数的增大，两种结构的成泡粒径差值降低。这说明在高Reynolds 数下，注气孔位置对最终成泡Sauter 平均粒径的影响可以忽略。

图10 液相流量对弹状流下气泡破碎形态的影响（QG=20 ml/min）Fig.10 Influence of liquid flow rate on bubble breakup characteristics under slug flow

2.3 成泡能耗对比分析

文丘里管式微气泡发生器进出口压降值（ΔP）与成泡能耗效率密切相关，而成泡能耗效率最终由水力能耗计算而来，为此需要考察成泡过程的水力能耗。水力能耗（I）计算式为[34]:

式中，ΔP为进出口压降。

在相同工况下，压降值越大说明所消耗的能量越多。实验测试结果表明，两种微气泡发生器的压降值随液相Reynolds 数的变化如图11 所示。通过对离散数据进行拟合，得到幂指函数的拟合关系，关系式见表2。在相同Reynolds数下，结构1型的压降值均大于结构2型。随着液相Reynolds 数由7077增大至24770，结构1 型和结构2 型间的压降差由1.61 kPa 增大至11.19 kPa。分析原因主要是由于喉管注气时形成的弹状流型降低了喉管处的液相通量，进而增大了喉管上游的静压力；对于结构2型文丘里结构，气液流型在所述Reynolds 数区间内均保持泡状流，离散气泡在喉管处的速度与液相流速相同，气液间的相对速度差几乎为零，流道压差不随气相的注入而发生显著变化。综上所述，结构2 型微气泡发生器能够在较低能耗下实现高效成泡，在实际工程应用中更具优势。

表2 两种文丘里管式微气泡发生器的压降（ΔP）与液相Reynolds数（Reth）间的拟合关系式Table 2 Correlations of the pressure drop with respect to Reth under different Venturi-type microbubble generator

图11 QG=20 ml/min时两种文丘里管式微气泡发生器压降值随液相Reynolds数的变化Fig.11 Variation in pressure drop with Reth for QG=20 ml/min

3 结论

本文通过可视化实验方法，对比分析了注气口分别位于喉管和进水管处的文丘里管式微气泡发生器内的气液流型、破碎特征及成泡特性，得到如下主要结论。

（1）气、液相流量对喉管处注气型（结构1型）文丘里管式微气泡发生器内的气液流型影响显著，随着气液相流量的变化，气液呈现泡状流、弹状流和环形流共三种不同流型。进水管处注气型（结构2型）微气泡发生器则在此气、液相流量变化过程中始终呈现泡状流一种流型，对操作工况的适应范围大于结构1型。

（2）在相同工况下，结构1型文丘里管式微气泡发生器的成泡平均粒径小于结构2 型，并且随着液相流量的增大，二者间的成泡平均粒径差值随之减小。分析原因是由于弹状流下，延伸至扩张段区域的弹型泡的表面积更大，能够接受到的能量更多，转化率更强，气泡界面失稳碎化的程度更高。随着液相流量的增大，弹型泡体积减小，湍流破碎机理作用占据主导，掩盖了界面失稳引起的破碎。

（3）从两种文丘里管式微气泡发生器的压降测试结果来看，结构1 型微气泡发生器的成泡能耗高于结构2 型，并且随着液相Reynolds 数的增大，两者之间的差值随之增大。综合评价认为，在低能耗下实现高效成泡方面，结构2 型微气泡发生器更具优势。

符号说明

D——气泡高宽比

di——气泡等效粒径，mm

dth——喉管处等效内径，mm

d32——Sauter平均粒径，mm

I——水力能耗，W

l——气泡断裂前的最大拉伸长度，mm

ΔP——进出口压降，kPa

QG——气相体积流量，ml/min

QL——液相体积流量，L/h

Reth——喉管处液相Reynolds数