撞擊流氣固兩相流動(dòng)中曳力模型的分析

撞擊流氣固兩相流動(dòng)中曳力模型的分析余廷芳;陳潤(rùn)果;熊桂龍【摘要】為研究水平對(duì)稱撞擊流中氣固兩相曳力模型對(duì)球形顆粒運(yùn)動(dòng)的影響，運(yùn)用FLUENT軟件對(duì)spherical、stokes-Cunnin-gham模型以及一種新型曳力模型下的氣固兩相流進(jìn)行了數(shù)值模擬.新型曳力模型利用FLUENT中用戶自定義函數(shù)(UDF)程序?qū)崿F(xiàn).采用歐拉-拉格朗日方法計(jì)算流場(chǎng)速度分布、進(jìn)出口壓力差、顆粒在撞擊流裝置停留時(shí)間以及顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡.結(jié)果表明，采用新型曳力模型模擬撞擊流氣固兩相流動(dòng)，其速度分布基本關(guān)于撞擊面對(duì)稱分布.對(duì)于不同曳力模型，氣固兩相撞擊流裝置進(jìn)出口的壓力差在24.9-25.0Pa之間.采用新型曳力模型模擬顆粒在撞擊流裝置停留時(shí)間主要分布在0.4~1.0s,其顆粒運(yùn)動(dòng)現(xiàn)象與實(shí)驗(yàn)結(jié)果在定性上是一致的.【期刊名稱】《科學(xué)技術(shù)與工程》【年(卷)，期】2019(019)015【總頁(yè)數(shù)】7頁(yè)(P353-359)【關(guān)鍵詞】撞擊流;氣固兩相流;數(shù)值模擬;曳力模型;顆粒運(yùn)動(dòng)【作者】余廷芳;陳潤(rùn)果;熊桂龍【作者單位】南昌大學(xué)機(jī)電工程學(xué)院，南昌330031;南昌大學(xué)機(jī)電工程學(xué)院，南昌330031;南昌大學(xué)資源環(huán)境與化工學(xué)院，南昌330031【正文語(yǔ)種】中文【中圖分類】X513燃煤電廠大多采用了較為先進(jìn)的除塵設(shè)備和濕法煙氣脫硫設(shè)施，這些措施能夠有效除去燃煤電廠煙氣中的粗顆粒，但對(duì)細(xì)顆粒的脫除效率相對(duì)較低［1］。因此，針對(duì)常規(guī)除塵技術(shù)難以有效脫除的細(xì)顆粒物，目前中外正在研究開(kāi)發(fā)的控制技術(shù)主要有兩種［2］：①團(tuán)聚(凝并)促進(jìn)技術(shù)：在常規(guī)除塵設(shè)備前加裝處理設(shè)備，利用物理或化學(xué)作用使顆粒長(zhǎng)大以便脫除；從原理上講，應(yīng)用夕卜加聲場(chǎng)［3］、磁場(chǎng)［4］，光輻射［5］、電場(chǎng)［6］、吸附劑［7］、湍流［8］和蒸汽相變［9］對(duì)促進(jìn)微粒長(zhǎng)大均有一定作用。②復(fù)合式除塵器：將不同的除塵機(jī)理相結(jié)合，使之共同作用以提高對(duì)細(xì)顆粒的脫除效果。20世紀(jì)60年代初Elperin［10］提出撞擊流理論(impingingtream)并進(jìn)行相關(guān)研究，直到1975年俄羅斯學(xué)者Lainer開(kāi)展了將撞擊流技術(shù)應(yīng)用于除塵領(lǐng)域的研究。在撞擊流結(jié)構(gòu)的氣固兩相流動(dòng)中，兩股高速的含塵氣流撞擊形成一個(gè)高度湍動(dòng)、顆粒數(shù)濃度富集的撞擊區(qū)，有利于顆粒聚合長(zhǎng)大，使之便于脫除。撞擊流技術(shù)具有高效的剪切、混合、碰撞作用，廣泛應(yīng)用于能源動(dòng)力［11］，化工［12］和材料制備［13］等行業(yè)。眾多學(xué)者對(duì)撞擊流中顆粒的運(yùn)動(dòng)規(guī)律進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)與研究，如張和平等［14］建立了單—顆粒在撞擊流除塵器中運(yùn)動(dòng)的動(dòng)力學(xué)模型，揭示了顆粒在撞擊流除塵器中的減幅振蕩運(yùn)動(dòng)特性。劉紅娟等［15］對(duì)撞擊流流場(chǎng)進(jìn)行了模擬，運(yùn)用拉格朗日法跟蹤顆粒相，得到了顆粒的最大滲入深度和飛出裝置時(shí)間。Frosell等［16］通過(guò)實(shí)驗(yàn)觀察到撞擊區(qū)大小和顆粒運(yùn)動(dòng)隨噴嘴間距的增加呈線性增加。Zaidi［17］采用直接數(shù)值模擬的方法計(jì)算了自由沉降顆粒的平均曳力，研究和解釋不同固體體積分?jǐn)?shù)和雷諾數(shù)下慣性對(duì)顆粒曳力的影響?；趕pherical.stokes-Cunningham模型及一種新的曳力模型對(duì)撞擊流氣固兩相流動(dòng)進(jìn)行了數(shù)值模擬，為進(jìn)一步研究顆粒在撞擊流中運(yùn)動(dòng)提供參考。1計(jì)算方法1.1物理模型及網(wǎng)格劃分圖1幾何模型Fig.1Geometricmodel圖2網(wǎng)格模型Fig.2Gridmodel本研究對(duì)象的幾何模型如圖1所示。中間箱體為直徑為0.36m、高0.6m的圓柱體，上箱體高0.1m，煙氣出風(fēng)口直徑為0.16m，下箱體是直徑為0.048m、高0.4m的倒圓臺(tái)；兩邊煙氣進(jìn)口管道直徑0.048m，^度0.3m。氣流攜帶顆粒從左右兩個(gè)管道進(jìn)入中間箱體，煙氣經(jīng)上箱體上部出風(fēng)口排出。圖2為模型網(wǎng)格，采用結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格劃分。對(duì)網(wǎng)格數(shù)分別為369598、516350和579390的網(wǎng)格進(jìn)行了網(wǎng)格無(wú)關(guān)性驗(yàn)證，在計(jì)算機(jī)計(jì)算能力范圍內(nèi)選擇網(wǎng)格數(shù)579390的網(wǎng)格模型。1.2數(shù)學(xué)模型1.2.1連續(xù)相質(zhì)量守恒方程為+div(pu)=0(1)動(dòng)量守恒方程為(2)式(2)中，p為靜壓，Tij為應(yīng)力張量；gi和Fi分別為i方向上的重力體積力和夕卜部力。由于所研究的撞擊流撞擊區(qū)內(nèi)的流動(dòng)具有大雷諾數(shù)、壓強(qiáng)梯度高、有回流等特點(diǎn)，在此選用帶旋流修正的Realizablek-s模型[18],湍流動(dòng)能k方程和湍流動(dòng)能耗散率s方程分別為⑷式中，Gk為由平均速度梯度引起的湍動(dòng)能產(chǎn)生；Gb為由浮力引起的湍動(dòng)能產(chǎn)生;YM為可壓縮湍流脈動(dòng)膨脹對(duì)總的耗散率的影響；C1e、C3e、C2均為經(jīng)驗(yàn)常數(shù)，在FLUENT中分別設(shè)定為1.44、0.09、1.9;ok.o8分別為湍動(dòng)能和湍動(dòng)耗散率對(duì)應(yīng)的普朗特?cái)?shù)，在FLUENT中分別設(shè)定為1.0、1.3。1.2.2顆粒相FLUENT中求解離散相顆粒(液滴或氣泡)的軌道是通過(guò)積分拉格朗日坐標(biāo)系下的顆粒作用力微分方程。顆粒的作用力平衡方程在笛卡爾坐標(biāo)系下的形式(以x向?yàn)槔?為⑸(6)式中，mp為顆粒的質(zhì)量；up為顆粒速度，m/s;FD為顆粒的曳力；FB為顆粒的浮力；Fx為x方向的其他作用力，N；CD為曳力系數(shù)；Ap為顆粒在垂直于運(yùn)動(dòng)方向的平面投影面積,m2；u為流體相速度，m/s；叩為顆粒速度，m/s；p為流體密度，kg/m3。1.3模擬設(shè)置選用FLUENT軟件中的離散相模型(discretephasemodel,DPM)來(lái)跟蹤顆粒的運(yùn)動(dòng)軌跡，采用雙向耦合。選擇隨機(jī)游走模型(discreterandomwalk,DRW),考慮了顆粒與流體的離散渦之間的相互作用。顆粒直徑設(shè)置1pm。顆粒注入類型分別采用“single”和“surface”。質(zhì)量流量為5x10-6kg/s。計(jì)算微分方程采用控制體積法離散，對(duì)流項(xiàng)采用二次迎風(fēng)格式，壓力耦合的求解基于質(zhì)量/動(dòng)量傳遞方程的SIMPLE方法。氣體溫度設(shè)置為298K，氣體入口邊界條件設(shè)為速度進(jìn)口，大小均為13m/s，上部出口邊界條件為“outflow”；壁面邊界條件為無(wú)滑移穩(wěn)定壁面，設(shè)置顆粒相的進(jìn)口邊界條件為“wall-jet”，出口邊界條件設(shè)為“escape”，顆粒相的壁面邊界條件設(shè)為“reflect”；顆粒類型為“inert”。2曳力模型在撞擊流中，顆粒在撞擊區(qū)內(nèi)的流動(dòng)特性及氣流與顆粒之間的動(dòng)量傳遞主要由氣固相間曳力決定。因此，氣固曳力模型的選取將會(huì)影響模擬顆粒運(yùn)動(dòng)的準(zhǔn)確性。分別選用計(jì)算流體動(dòng)力學(xué)軟件FLUENT中DPM離散相模型中的spherical.stokes-Cunningham模型及基于文獻(xiàn)［19］提出的全雷諾數(shù)范圍的曳力模型進(jìn)行了模擬研究。在FLUENT軟件中spherical模型，其對(duì)應(yīng)的曳力為⑺(8)⑼式中，Rep為顆粒雷諾數(shù)；dp為顆粒直徑，m;p為流體動(dòng)力黏度，Pa?s;參數(shù)al、a2、a3由文獻(xiàn)［20］給出。對(duì)于stokes-Cunningham模型，當(dāng)顆粒尺寸小到與氣體分子平均自由程相近時(shí)，氣體不再具有連續(xù)流體介質(zhì)的特性，流體阻力將減小，其對(duì)應(yīng)的曳力為(10)式(10)中，CD采用式(8)中的曳力系數(shù)值；Cc為stokes曳力公式的cunningham修正系數(shù)，計(jì)算式為(11)式(11)中，入為分子平均自由程，m。新型曳力模型系數(shù)表達(dá)式如表1所示，其優(yōu)點(diǎn)在于采用分段表示，在全雷諾數(shù)范圍內(nèi)都對(duì)應(yīng)著精確的曳力系數(shù)表達(dá)式。新型曳力系數(shù)利用FLUENT中用戶自定義函數(shù)(UDF)程序?qū)崿F(xiàn)。stokes-Cunningham模型中克努森數(shù)Kn=0.02，設(shè)定Cunningham修正系數(shù)為1.0251。表1全雷諾數(shù)范圍球形顆粒曳力系數(shù)表達(dá)式Table1FormulasofdragcoefficientsofsphericalparticlesinfullReynoldsnumberrange曳力系數(shù)公式Rep適用范圍CD=3/16+24/RepRep<0.01CD=(24/Rep)[1+0.1315Re(0.82-0.05H)p]0.01<Rep<20CD=(24/Rep)[1+0.1935Re0.6305p]20<Rep<260lgCD=1.6435-1.1242H+0.1558H2260<Rep<1500lgCD=-2.4571+2.5558H-0.9295H2+0.1049H31500<Rep<1.2x104lgCD=-1.9181+0.6370H-0.0636H21.2x104<Rep<4.4x104lgCD=-4.3390+1.5809H-0.1546H24.4x104<Rep<3.38x105CD=0.1H-0.494x105<Rep<1x106CD=0.19-(8/Rep)x104Rep>1x106注：H=lgRep。3結(jié)果與分析3.1新型曳力模型流場(chǎng)速度分布圖3為新型曳力模型下x=0平面氣體速度分布云圖。從圖3中可以看到速度分布基本上是關(guān)于y=0平面對(duì)稱分布，氣流撞擊駐點(diǎn)在中心位置。由圖3可知，氣流攜帶著顆粒群進(jìn)入撞擊流噴口，氣流在中心區(qū)域撞擊之后，沿著豎直(z方向)方向擴(kuò)散。圖4為圖3中A區(qū)域的流線圖，由圖4可知，氣流在中心區(qū)撞擊后，改變速度方向，在撞擊區(qū)底部及上部形成了流線密集的氣流旋渦。圖3x=0平面Fig.3x=0plane圖4x平面上A區(qū)域流線Fig.4StreamlinesinareaAonthex-plane3.2壓力分布圖圖5x=0平面壓力分布Fig.5Pressuredistributionofx=0plane圖5為新型曳力模型下x=0平面靜壓分布情況?？梢园l(fā)現(xiàn)，靜壓大小及分布形狀關(guān)于撞擊面對(duì)稱；由噴口到中心附近，壓力逐漸變大。最大靜壓值均出現(xiàn)在撞擊區(qū)域撞擊面附近兩側(cè)，而并非是出現(xiàn)在撞擊面上，這可能因?yàn)殡S著氣流的運(yùn)動(dòng)，其動(dòng)能轉(zhuǎn)變?yōu)閴簭?qiáng)勢(shì)能，靜壓增大后再減小，氣流撞擊導(dǎo)致能量的損耗。壓力差是評(píng)價(jià)撞擊流裝置能耗的一個(gè)重要指標(biāo)。圖6給出了不同曳力模型下，噴嘴入口到撞擊室頂端出口間的壓力差情況。對(duì)于不同曳力模型，氣固兩相撞擊流裝置的壓力差基本在24.9-25.0Pa之間。圖6不同曳力模型下進(jìn)出口壓力差Fig.6Pressuredifferencebetweeninletandoutletunderdifferentdragmodels3.3顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡圖7為3種曳力模型下單顆粒的運(yùn)動(dòng)軌跡，可以看到，顆粒隨氣流從入口進(jìn)入撞擊裝置內(nèi)，到達(dá)中心區(qū)域附近由于受到氣流影響，顆粒改變速度方向。顆粒由于受到兩股方向相反氣流的曳力作用而在y軸方向作往返運(yùn)動(dòng)，最后隨著撞擊后的氣流飛出撞擊裝置。在進(jìn)口導(dǎo)管中顆粒的斯托克斯數(shù)St<1，顆粒會(huì)緊緊隨著流線行駛，在撞擊區(qū)大量顆粒發(fā)生碰撞，顆粒速度減小，富集在撞擊區(qū)，受到撞擊產(chǎn)生的旋渦影響，極大地增強(qiáng)了顆粒的碰撞率。在圖7(c)中，受撞擊區(qū)劇烈的湍流氣流影響，可以看到顆粒在撞擊面(y=0)附近改變速度方向，顆粒在裝置底部區(qū)域進(jìn)行往返和上升運(yùn)動(dòng)后到達(dá)噴管軸線處，受到右側(cè)噴管氣流作用，向左側(cè)運(yùn)動(dòng)滲入左側(cè)氣流中，隨后隨著氣流上升直至飛出裝置出口。圖7不同曳力模型單顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡Fig.7Singleparticletrajectorieswithdifferentdragforcemodels圖8為新型曳力模型下顆粒群運(yùn)動(dòng)軌跡圖。撞擊流裝置內(nèi)兩個(gè)粒子流在碰撞區(qū)相互碰撞，由于該區(qū)域的劇烈顆粒碰撞，粒子流從碰撞區(qū)向外擴(kuò)散。另一方面，可以看到到一些顆粒從上部出口離開(kāi)撞擊室。上述仿真結(jié)果與文獻(xiàn)［21］實(shí)驗(yàn)中觀察到的顆粒運(yùn)動(dòng)在定性上是一致的。因此，采用新型曳力模型所得到的仿真結(jié)果比較合理的。圖8新型曳力模型下顆粒群軌跡圖Fig.8TrajectoryofParticlesundernewdragmodel3.4顆粒停留時(shí)間圖9為不同曳力模型下顆粒群平均飛出撞擊流裝置出口時(shí)間。平均飛出時(shí)間由FLUENT后處理可得到。由圖9可知，采用新型曳力模型模擬計(jì)算顆粒運(yùn)動(dòng)時(shí)間與stokes-Cunningham模型計(jì)算結(jié)果較為接近，spherical模型則計(jì)算結(jié)果與其他曳力模型相差較大。其原因可能是stokes-Cunningham模型修正了顆粒粒徑較小時(shí)，顆粒受氣流阻力減小對(duì)顆粒運(yùn)動(dòng)的影響。采用新型曳力模型時(shí)，顆粒平均飛出時(shí)間為0.6476s。圖9不同曳力模型下顆粒群平均飛行時(shí)間Fig.9Averageflighttimeofparticlesunderdifferentdragmodels圖10不同曳力模型下顆粒停留時(shí)間分布Fig.10Distributionofparticleresidencetimeunderdifferentdragforcemodels圖10為顆粒群在撞擊流裝置中停留時(shí)間分布圖，Adj.R2為校正決定系數(shù)，直方圖橫坐標(biāo)時(shí)間表示顆粒從噴管入口到頂端出口的飛行時(shí)間，縱坐標(biāo)表示該時(shí)間段內(nèi)飛出的顆粒數(shù)目占總顆粒數(shù)的百分比。從圖10中可以看到顆粒在撞擊流裝置中的停留時(shí)間分布情況。采用spherical模型、stokes-Cunningham模型、新型曳力模型模擬顆粒運(yùn)動(dòng)時(shí)，顆粒在撞擊流裝置中的停留時(shí)間都主要分布在0.4~1.0s。顆粒的停留時(shí)間分布較廣，主要是由于顆粒到達(dá)撞擊面(y=0)附近后，受氣流作用和顆粒之間的碰撞力影響，一部分顆粒向上運(yùn)動(dòng)，從而較快的飛出了頂部出口，而另一部分顆粒則受到撞擊產(chǎn)生的旋渦作用，被氣流帶入撞擊中心區(qū)底部，這種運(yùn)動(dòng)延長(zhǎng)了部分顆粒在撞擊流裝置中的停留時(shí)間。4結(jié)論流固雙向耦合，采用新型曳力模型下撞擊流內(nèi)部流場(chǎng)速度分布情況與spherical模型、stokes-Cunningham模型基本一致。速度分布基本上是關(guān)于y=0平面對(duì)稱分布，氣流撞擊駐點(diǎn)在中心位置。裝置的進(jìn)出口壓力差基本在24.9-25.0Pa之間。新型曳力模型中采用了全雷諾數(shù)范圍顆粒曳力系數(shù)，相較于spherical與stokes-Cunningham模型，新型曳力模型在氣固兩相流模擬中適用范圍更廣。模擬得到顆粒受氣流撞擊所產(chǎn)生旋渦作用而在撞擊區(qū)底部作盤旋運(yùn)動(dòng)，最后隨氣流飛出裝置。顆粒運(yùn)動(dòng)情況與實(shí)驗(yàn)結(jié)果在定性上是一致的。新型曳力模型模擬顆粒運(yùn)動(dòng)，其顆粒在撞擊流裝置中的平均飛行時(shí)間為0.6476s，主要分布在0.4~1.0s。參考文獻(xiàn)【相關(guān)文獻(xiàn)】1于敦喜,溫昶.燃煤PM2.5和Hg控制技術(shù)現(xiàn)狀及發(fā)展趨勢(shì)[J].熱力發(fā)電,2016,45(12):1-8YuDunxi,WenChang.CurrentstatusanddevelopmentofcontroltechnologiesforPM2.5andHgduringpulverizedcoalcombustion[J].ThermalPowerGeneration,2016,45(12):1-82熊桂龍.水汽相變耦合撞擊流促進(jìn)細(xì)顆粒物脫除的研究[D].南京：東南大學(xué),2012XiongGuilong.Studyonimprovingtheremovaloffineparticlesbyheterogeneouscondensationcouplingimpingingstreams[D].Nanjing:SoutheastUniversity,2012ZhangG,WangJ,ChiZ,etal.Acousticagglomerationwithadditionofsprayedliquiddroplets:Three-dimensionaldiscreteelementmodelingandexperimentalverification[J].ChemicalEngineeringScience,2018,187:342-353KuJ,ChenH,HeK,etal.Simulationandobservationofmagneticmineralparticlesaggregatingintochainsinauniformmagneticfield[J].MineralsEngineering,2015,79:10-16DiSS.Ontherecognitionofsootagglomeratemorphologyfromlightscattering/extinctionmeasurements[J].JournalofAerosolScience,1996,27:S713-S714RajnakM,PetrenkoVI,AvdeevMV,etal.Directobservationofelectricfieldinducedpatternformationandparticleaggregationinferrofluids[J].AppliedPhysicsLetters,2015,107(7):73108LinL,PengH,DingG.Experimentalresearchonparticleaggregationbehaviorinnanorefrigerant-oilmixture[J].AppliedThermalEngineering,2016,98:944-953PesmazoglouI,KempfAM,Navarro-martinezS.Largeeddysimulationofparticleaggregationinturbulentjets[J].JournalofAerosolScience,2017,111:1-179熊桂龍,楊林軍，郭惠,等水汽相變耦合撞擊流作用下細(xì)顆粒物的脫除特性[J].東南大學(xué)學(xué)報(bào)(自然科學(xué)版)，2012(5):904-909XiongGuilong,YangLinjun,GuoHui,etal.Removaloffineparticlesfromcoalcombustionbyheterogeneouscondensationcoupledwithcoaxialimpingingstreams[J].JournalofSoutheastUniversity(NaturalScienceEdition),2012(5):904-909ElperinIT.Heatandmasstransferinopposingcurrents[J].JournalofEngineeringPhysics,1961(6):62-68WuH,PanD,XiongG,etal.Theabatementoffineparticlesfromdesulfurizedfluegasbyheterogeneousvaporcondensationcouplingtwoimpingingstreams[J].ChemicalEngineeringandProcessing:ProcessIntensifica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