陳建磊，何利民，羅小明，呂宇玲，韓夢媛，楊東海

(1.中國石油大學(xué)儲運(yùn)與建筑工程學(xué)院，山東青島 266580;2.勝利勘察設(shè)計(jì)研究院，山東東營 257026)

旋流分離器的三維流場可分解成柱坐標(biāo)系下的切向、軸向與徑向3個(gè)速度分量。流場若以切向速度沿徑向的最大切向速度點(diǎn)為界，可以分為外側(cè)的準(zhǔn)自由渦和內(nèi)側(cè)的準(zhǔn)強(qiáng)制渦;以切向與軸向速度的組合劃分，可以將流動分為外旋流與內(nèi)旋流;以軸向速度流動方向劃分，可將流動分為下行流與上行流。內(nèi)、外旋流之間與上、下行流之間的交界面是同一個(gè)面——零軸速包絡(luò)面。內(nèi)、外旋流交界面與準(zhǔn)自由渦、準(zhǔn)強(qiáng)制渦交界面分屬不同面。在物理上，將準(zhǔn)強(qiáng)制渦所包圍的區(qū)域稱為“渦核”，對渦核的研究多集中在渦核端部，包括渦核端部在分離器內(nèi)部的終止形式［1-3］、渦核長度計(jì)算［4-6］以及渦核尾端流場的非穩(wěn)態(tài)波動和由此引起的分散相返混回流現(xiàn)象［7-8］。在分離器實(shí)際應(yīng)用中，筒體長度一般小于渦核的自然衰減終止長度，非自然終止的旋轉(zhuǎn)渦核邊界在分離器內(nèi)部的分布特性則很少研究。基于此，筆者采用FLUENT數(shù)值模擬方法，以柱狀旋流分離器為例，對其旋轉(zhuǎn)渦核邊界分布特性及其受結(jié)構(gòu)參數(shù)變化的影響進(jìn)行研究。

1 結(jié)構(gòu)模型與數(shù)值方法

1.1 模型與網(wǎng)格離散

圖1為矩形直切入口柱狀旋流分離器結(jié)構(gòu)示意圖。其中，a、b、筒體直徑 D、升氣管直徑 De、升氣管插入深度S和筒體長度H分別為85、210、390、180、210、1400 mm。z坐標(biāo)原點(diǎn)位于分離器頂蓋面的中心軸線上，向上為正，分離器分區(qū)域劃分非結(jié)構(gòu)六面體網(wǎng)格。

圖1 柱狀旋流分離器結(jié)構(gòu)示意圖Fig.1 Sketch map of cylindrical cyclone separator

1.2 數(shù)學(xué)方法與邊界條件

應(yīng)用二階矩微分雷諾應(yīng)力模型(DRSM)模擬分離器中的非穩(wěn)態(tài)不可壓縮流動［9］，對流項(xiàng)離散格式選擇二階迎風(fēng)格式，壓力插補(bǔ)格式采用PRESTO格式，壓力-速度耦合算法采用對瞬態(tài)問題有明顯優(yōu)勢的 PISO 算法［10］。

模擬流動介質(zhì)為空氣，密度為1.22 kg·m-3，黏度為1.7894×10-5Pa·s，由于流體流動假定為不可壓縮，因此入口邊界設(shè)定為速度入口邊界，vin=15 m/s，并給出入口邊界的湍動能與耗散率［11］。出口邊界按照湍流流動充分發(fā)展處理，壁面采用無滑移邊界條件。由于靠近固體壁面區(qū)域流體流速較低，處于層流狀態(tài)，層流底層的黏性作用占優(yōu)，而湍流擴(kuò)散相對減弱，高雷諾數(shù)下的湍流輸運(yùn)方程已不能嚴(yán)格有效，在FLUENT中，近壁處用標(biāo)準(zhǔn)壁面函數(shù)計(jì)算。

1.3 模型驗(yàn)證

首先對Stairmand型旋風(fēng)分離器流場進(jìn)行模擬，并與Slack等［12］采用LDA測量的代表性橫截面的切、軸向速度場進(jìn)行比較。圖2為模擬與試驗(yàn)的數(shù)據(jù)對比?？梢娔M與試驗(yàn)數(shù)據(jù)吻合較好，表明本文所選擇的數(shù)值模擬方法切實(shí)可行。

圖2 模擬與試驗(yàn)的數(shù)據(jù)對比Fig.2 Comparison of numerical and experimental data

2 計(jì)算結(jié)果及其分析

2.1 切向速度分布

柱狀旋流分離器內(nèi)部切向速度場分布如圖3所示。切向速度呈組合渦特征，即靠近外壁的準(zhǔn)自由渦和分離器軸心位置的準(zhǔn)強(qiáng)制渦。準(zhǔn)自由渦區(qū)，切向速度沿徑向向內(nèi)逐漸增大;準(zhǔn)強(qiáng)制渦區(qū)，切向速度沿徑向向外逐漸增大。準(zhǔn)自由渦與準(zhǔn)強(qiáng)制渦交匯處存在一個(gè)切向速度最高點(diǎn)。旋流分離器軸向上各切向速度最高點(diǎn)所包絡(luò)的渦束就是旋轉(zhuǎn)渦核，切向速度最高點(diǎn)包絡(luò)面就是渦核邊界。通過分析發(fā)現(xiàn)，渦核邊界與零軸速包絡(luò)面邊界并不重合。圖4為分離器渦核邊界與零軸速包絡(luò)面邊界之間的相對位置關(guān)系。從圖4中可以明顯看出，零軸速包絡(luò)面邊界位于升氣管投影區(qū)域之外，渦核邊界位于升氣管投影區(qū)域之內(nèi)，二者并不重合。

圖3 分離器流場典型切向速度分布Fig.3 Typical tangential velocity distribution of separator flow field

圖4 渦核邊界與零軸速邊界的相對位置關(guān)系Fig.4 Relative location between vortex core boundary and zero axial velocity boundary

2.2 渦核終止形態(tài)

從圖4同樣可以看出，渦核邊界一直保持到了分離器底部而沒有發(fā)生旋渦的自然終止。旋流分離器流場研究中存在自然旋風(fēng)長的概念，是指從升氣管入口到旋轉(zhuǎn)流在分離器中自然結(jié)束點(diǎn)的距離。對于旋渦的自然終止形式有兩種認(rèn)識:一是渦核末端產(chǎn)生破裂，呈軸對稱狀態(tài)，渦核端部代表的是一種回流“氣泡”運(yùn)動;二是渦核末端發(fā)生彎曲并終止于分離器器壁，終止端點(diǎn)會沿著壁面周圍進(jìn)行旋轉(zhuǎn)，形成環(huán)狀結(jié)構(gòu)。

自然旋風(fēng)長與進(jìn)入分離器的流動能量以及流動能量損失密切相關(guān)，能量耗散與分離器結(jié)構(gòu)以及流體的物性均有關(guān)系，大多試驗(yàn)的研究對象都是環(huán)境空氣，物性差異較小。為了對渦核終止形態(tài)進(jìn)行直觀表現(xiàn)，做了一個(gè)關(guān)于流體物性對自然旋風(fēng)長影響的嘗試，選擇一個(gè)3倍于空氣黏度的流體，其他參數(shù)不變，計(jì)算分離器場分布。

圖5為某一瞬時(shí)分離器縱向橫截面的切、軸向速度以及靜壓分布。從圖5中可以看出，渦核的端點(diǎn)止于筒壁。通過動態(tài)觀察不同瞬時(shí)場分布，可以發(fā)現(xiàn)渦核端點(diǎn)在筒壁上不斷進(jìn)行周向旋轉(zhuǎn)，這與文獻(xiàn)上得到的渦核末端終止于分離器器壁并沿壁面進(jìn)行旋轉(zhuǎn)的結(jié)論一致。

圖5 速度與壓力場分布Fig.5 Distributions of velocity and pressure field

研究對象同樣為環(huán)境空氣，黏度較小，分離器結(jié)構(gòu)參數(shù)的變化幅度也不是很大，因此研究范圍內(nèi)的自然旋風(fēng)長都超出了分離器筒體長度本身，渦核止于分離器底部并折流向上。

2.3 升氣管直徑

圖6為不同升氣管直徑時(shí)分離器縱向截面切向速度分布云圖。從圖6中可以看出，由于升氣管直徑不同引起的流場不穩(wěn)定對渦核邊界沿軸向分布產(chǎn)生很大的影響，升氣管直徑越大，切向速度場越不穩(wěn)定，擺動幅度也就越大。關(guān)于分離器結(jié)構(gòu)參數(shù)變化對流場產(chǎn)生的不穩(wěn)定性影響，宋健斐等［14-16］有過詳細(xì)分析。從圖6中同樣可以看出，渦核邊界的相對寬度隨升氣管直徑的減小而不斷減小。

圖6 不同升氣管直徑下的切向速度Fig.6 Tangential velocity distributions of different vortex finder diameters

表1為筒體長度H=1400 mm時(shí)，不同升氣管直徑下的分離器在升氣管入口以下每隔100 mm軸向截面所得渦核邊界寬度。

表1 不同升氣管直徑下的渦核邊界寬度Table 1 Vortex core boundary width distributions of different vortex finder diameters

從表1中可以看出，對于不同分離器的同一軸向截面，渦核邊界寬度隨升氣管直徑的減小而減小;而對于同一分離器的不同軸向截面，其渦核邊界寬度基本相同，偏差基本在10 mm以內(nèi)，尤其是升氣管直徑De=180 mm和150 mm時(shí)。升氣管直徑較大和較小時(shí)，升氣管入口區(qū)域的渦核邊界寬度分布較敏感，De=210 mm時(shí)，渦核邊界寬度偏大;De=120 mm時(shí)，渦核邊界寬度偏小。

表1最后列出了分離器在不同軸向橫截面所得渦核邊界寬度樣本的標(biāo)準(zhǔn)差，直觀反映了渦核邊界寬度在不同軸向上的分布關(guān)系，De=180、150 mm下的樣本標(biāo)準(zhǔn)差較小，因此渦核邊界寬度在不同軸向上近似相同;De=210、120 mm下的樣本標(biāo)準(zhǔn)差較大，渦核邊界寬度在升氣管入口區(qū)域分別偏大和偏小。

2.4 入口面積

選取分離器筒體長度H=1 400 mm、筒體直徑D=390 mm、升氣管直徑De=180 mm，分析不同入口面積比對渦核邊界分布的影響，如圖7所示(KA為分離器筒體截面積與分離器矩形入口面積之比，KA越小，入口面積越大)。

圖7 不同入口面積下的渦核邊界寬度Fig.7 Vortex core boundary width distributions of different inlet areas

不同KA下的分離器各軸向橫截面的渦核邊界寬度近似相同。對不同軸向橫截面渦核邊界寬度進(jìn)行統(tǒng)計(jì)和計(jì)算，渦核邊界寬度偏差保持在10 mm以內(nèi)，各樣本集的數(shù)值標(biāo)準(zhǔn)差也維持在一個(gè)較小的范圍。從圖中可以看出，不同軸向橫截面的渦核邊界寬度隨入口面積的增大而減小，而入口面積對渦核寬度的影響小于升氣管直徑。本研究中不同入口面積是通過固定矩形入口的長度，改變矩形入口的寬度來實(shí)現(xiàn)的。入口面積越大，矩形入口的寬度越大，回轉(zhuǎn)流體的過流通道越靠近分離器軸心，導(dǎo)致渦核邊界偏向軸心方向，寬度較小。

2.5 筒體長度

旋流分離器流場的不穩(wěn)定性使渦核邊界在不同軸向位置產(chǎn)生搖擺(圖6)，因此為了能夠形象刻畫不同筒體長度分離器在不同軸向位置上渦核邊界相對寬度的分布情況，假設(shè)分離器內(nèi)部流場為軸對稱分布，將渦核邊界沿中心軸一分為二，其沿軸向分布如圖8所示。

圖8 渦核邊界沿軸向的分布Fig.8 Vortex core boundary distributions along axial direction

從圖8中可以看出，針對不同升氣管直徑的分離器，隨著筒體長度的不斷增加，其渦核邊界寬度變化總體表現(xiàn)為:在筒體長度較短時(shí)，升氣管直徑大小對整個(gè)筒體范圍內(nèi)的渦核邊界寬度影響不大，影響主要集中在升氣管入口區(qū)，在大部分升氣管直徑分布范圍，整個(gè)分離器渦核邊界保持柱狀分布，僅在升氣管直徑非常小分離器的升氣管入口區(qū)域出現(xiàn)收縮;隨著筒體長度的增大，升氣管入口區(qū)的渦核邊界總體來講具有向外擴(kuò)張的趨勢，壁面摩擦損失增大，切向速度沿軸向產(chǎn)生衰減，渦核邊界沿筒體向下逐漸收縮。擁有不同升氣管直徑的分離器，隨著分離器筒體長度增加，渦核邊界從最初保持柱狀分布的結(jié)構(gòu)，開始變?yōu)樯蠈捪抡?，原來升氣管入口區(qū)域渦核邊界收縮分布的結(jié)構(gòu)，開始趨于柱狀分布。

3 結(jié)論

(1)柱狀旋流分離器的旋轉(zhuǎn)渦核邊界與零軸速邊界分屬不同的面，旋轉(zhuǎn)渦核邊界位于升氣管投影面的內(nèi)側(cè)，零軸速邊界位于升氣管投影面的外側(cè)。

(2)實(shí)際工程應(yīng)用中旋流分離器的筒體長度小于其自然旋風(fēng)長，當(dāng)渦核在分離器內(nèi)部自然終止時(shí)，渦核末端會彎曲終止于筒壁，并沿筒壁進(jìn)行周向旋轉(zhuǎn)。

(3)渦核邊界寬度隨升氣管直徑減小和入口面積增大而減小，在筒體長度較小時(shí)，在較大跨度的升氣管直徑分布內(nèi)，渦核邊界沿軸向近似成柱狀分布，筒體長度增加會使切向速度沿軸向產(chǎn)生衰減，渦核邊界在升氣管入口區(qū)域向外擴(kuò)張，并沿軸向向下逐漸收縮。

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