文丘里式微气泡发生器气泡碎化数值研究

2022-08-03韩易潼于秋莹袁胜华王永林王志武

石油化工 2022年7期

韩易潼，于秋莹，袁胜华，王永林，王志武

（中国石化大连石油化工研究院，辽宁大连 116041）

微气泡具有比表面积大、可生成自由基、气液传质率高、存在时间长、界面电位高等特点，具有独特的尺度效应和流体力学特征，能够显著降低固液界面摩擦并提高水体溶氧量，被广泛应用于强化化学反应、生物制药、水体增氧、气浮净水等领域［1-3］。微气泡主要通过加压溶气释气法、机械分散法、超声空化法、引气法等方法产生［4-8］。基于引气法原理的文丘里式微气泡发生器具有结构简单、功耗低、可靠性强等优点，目前被广泛应用于工程领域［9-10］。数值计算方法被广泛应用于微气泡研究领域，以深入探明微气泡发生机理并对发生器不断优化。陈文义等［11］在微气泡发生器扩张段安置导叶，利用流体体积多相流模型和标准k-ε湍流模型进行数值计算，得出导叶对微气泡发生器工作效果的影响。魏月友等［12］通过计算流体力学软件对不同喉径比的微气泡发生器进行数值计算，经由对速度、压力场和进气状况的对照分析得到最优喉径比。张卫等［13］对一种兼具了剪切作用和孔板效应的自吸式微气泡发生器结构参数进行数值计算，分析发泡性能。Sadatomi等［14］对文丘里式微气泡发生器进行模拟优化，实现在小气液比条件下产生微米级气泡。Gordiychuk等［15］研究了气液流速和进气口直径对文丘里式微气泡发生器气泡粒径分布的影响。综上，针对文丘里式微气泡发生器的数值计算大部分是以优化喉径比与扩张角等结构参数为主，且以二维模型的研究居多，对于气泡破碎机理的研究较少。

本工作通过Fluent软件建立了文丘里式微气泡发生器模型，并进行仿真计算；结合流场内的速度、压力、粒径、相分布等主要参数，进一步分析文丘里式微气泡发生器气泡碎化机理。

1 控制方程、计算模型及方法

1.1 控制方程

1.1.1 基本控制方程组

文丘里式微气泡发生器扩张段流场中气液两相充分混合，选择Mixture模型进行数值计算［16］。假设在气泡发生器内流体进行高速流动时的速度、密度等参数是连续的，对混合相的输运方程可通过混合相的连续性方程与动量方程直接求解。

1.1.2 湍流模型

对文丘里式微气泡发生器流场进行计算时，湍流模型起到了至关重要的作用［17］。本工作采用在标准k-ε模型基础上进行了改进的RNGk-ε模型，提高了计算精度，该模型适用于中等漩涡、快速变化以及局部复杂剪切流动的情况，符合文丘里式微气泡发生器内流场的情况，预期效果好。

1.1.3 群体平衡模型

由于在气泡发生器内受液体流动的影响，气泡粒径随着时间的变化而改变，所以需要添加群体平衡方程来描述气泡间的平衡，气泡破碎模型选择Luo破碎模型，气泡聚并模型选择Turbulent聚并模型。

1.2 物理模型

文丘里式微气泡发生器主体结构由液相入口、气相入口、渐缩段、喉管、扩张段、出口组成，工作原理是水由液相入口进入微气泡发生器，流经渐缩段的过程中流速逐渐升高，当抵达喉管位置时，流速达到最大。根据Bernoulli原理，高速的流体通过喉管时，会使喉管处的压力降低，甚至出现负压，负压的形成会促进外界气体从气相入口进入气泡发生器，并被高速流体所产生的强湍流击碎，从而产生微气泡。图1为文丘里式微气泡发生器的结构示意图。由图1可知，发生器由渐缩段、喉管、扩张段三部分组成。为保证两相在发生器内能够充分接触、发展，在发生器进出口处延长一定长度作为缓冲区，且为了更详细地分析流场情况，沿着发生器的轴向方向选取4个截面作为观测面。

图1 微气泡发生器的结构示意图Fig.1 Structural schematic diagram of the microbubble generator.

1.3 边界条件与计算参数

液相介质为水，工作条件为常温常压。数值计算采用瞬态求解器，配置监测器实时监测收敛状况，设定收敛精度为10-6。气、液相入口类型采用速度入口（velocity inlet），液相流量为1.5 L/min，气液比为5%；出口类型设置为压力出口（pressure outlet），压力大小为常压（0.1 MPa）；壁面采用无滑移壁面；设置湍流动能和湍流耗散率为二阶迎风离散格式；湍流强度（I）按式（1）进行计算。

采用ANSYS Mesh软件对文丘里式微气泡发生器进行网格划分，由于文丘里式微气泡发生器为对称结构，为减少计算量、提高计算速度，仅对气泡发生器半个流场进行结构化网格划分，同时为更精准地捕捉气液两相作用的结果，对喉管与扩张段部分进行网格加密，网格模型如图2所示。

图2 微气泡发生器的网格模型Fig.2 Grid model of the microbubble generator.

网格数量对微气泡发生器内流场分布、气泡的聚并破碎和气泡粒径分布有很大的影响，只有当网格数达到一定数量后，计算精度才能得到保证。因此，本工作在相同的计算条件下，分别对30 273，49 875，71 374，89 993，112 356五种网格数量的模型进行数值计算，并记录各模型的进出口压降。表1为压降随网格数量的变化情况及相对偏差。由表1可知，当网格数量由71 374增加至89 993时，相对偏差为0.81%（降低到1%以内），进出口压降变化也明显减小，表明继续加密网格对计算结果的影响已经很小，网格数量为71 374时可满足对计算精度的要求。

表1 网格无关性验证结果Table 1 Results of the grid independence verification

2 结果与讨论

2.1 气相与气泡粒径分布

图3为气泡发生器内的气相分布云图。由图3可知，气相通过进气管进入流场，紧贴喉管内壁流动，距离液相入口20，25 mm位置处的气相分布情况几乎一致，直至抵达扩张段时才开始出现扩散现象，且随着流场的发展，扩散现象愈发明显。在距离液相入口35 mm处时气相已较为均匀地扩散在气泡发生器内，在距离液相入口45 mm位置处甚至出现气相回流现象。

图3 气相分布云图Fig.3 Scalar scenes of the gas phase distribution.

图4为气泡发生器内的气泡粒径分布云图。结合图4和图3可知，气相在喉管内集中分布，气泡粒径较大，随着气相的扩散，气泡开始发生破碎，且随着流场的发展，气泡粒径逐渐减小。通过4个观测截面可更直观地观察气泡破碎情况，距离入口20 mm的喉管位置处，气泡粒径为700 μm，距离入口25 mm的扩张段入口处气泡粒径为600 μm，距离入口35 mm的扩张段中部位置处气泡粒径为200 ～300 μm，距离入口45 mm的缓冲区气泡粒径为150 μm，而在气泡发生器的出口位置处气泡粒径甚至可达100 μm。因此，气泡发生破碎的主要区域在扩张段，同时也是气相发生扩散的主要部位。

2.2 速度场分布

图5为气泡发生器内的速度分布云图。图6为轴向、径向速度变化曲线。结合图5和图6可知，流场内的速度以轴向分布为主，且沿着轴向方向呈现先增加后减小的趋势，并在喉管位置处达到峰值18 m/s。再结合图3和图4可知，喉管处高速流动的液相会对由进气管进入的气相产生黏性剪切作用，将连续气相打断成气泡，达到气泡初步破碎的目的。

图4 气泡粒径分布云图Fig.4 Scalar scenes of the bubble particle distribution.

图5 速度分布云图Fig.5 Scalar scenes of the velocity distribution.

图7为液相流动迹线。结合图6（b）可知，流场中部的高速流体在无滑移壁面的影响下会形成速度梯度，且随着扩张段内流场截面的增大，速度逐渐减小，最终在与壁面速度差的作用下在扩张段中部至末端的壁面处产生涡旋。结合图3和图4中气相的扩散情况与气泡粒径大小分布可知，扩张段涡旋的存在加剧了流场的扰动，并促进了气相的扩散与气泡的再次破碎，同时也是造成缓冲区气相回流的重要原因。

图7 液相流动迹线Fig.7 The liquid phase flow trace.

2.3 压力场分布

图8为气泡发生器内的压力分布云图。由图8可知，压力分布以轴向分布为主，径向方向上压力几乎一致。结合图6可知，随着收缩段横截面积的减小，流速从1 m/s逐渐提高至15 m/s，根据Bernoulli原理可知，速度的激增会导致压力的骤减，进而使得喉管处出现负压，促进外界气相的进入。同理，当流体抵达扩张段时，由于横截面积的增大，流速逐渐减小，导致压力不断升高。

图6 速度变化曲线Fig.6 Curves of the velocity change.

图8 压力分布云图Fig.8 Scalar scenes of the pressure distribution.

图9为轴向压力变化曲线与轴向压力梯度曲线。由图9可知，收缩段与喉管内压力逐渐降低，扩张段内压力逐渐升高。结合图4可知，扩张段是气泡发生破碎的主要阶段，这说明压力的升高是促进气泡破碎的主要因素。由此可以推断，由于扩张段横截面积的不断扩大，在该阶段会形成逆压梯度，使得压力不断增加，进而打破了气泡内外的压力平衡，加剧了气泡界面的不稳定性，导致气泡的再次破碎，最终形成微气泡由出口排出。