雙組分層撞擊流反應(yīng)器流場(chǎng)振蕩特性研究

張建偉, 闞延勇, 董 鑫, 馮 穎

雙組分層撞擊流反應(yīng)器流場(chǎng)振蕩特性研究

張建偉, 闞延勇, 董 鑫, 馮 穎

(沈陽(yáng)化工大學(xué) 機(jī)械與動(dòng)力工程學(xué)院, 遼寧 沈陽(yáng) 110142)

為了研究雙組分層撞擊流流場(chǎng)振蕩特性，選用大渦模擬對(duì)反應(yīng)器內(nèi)流場(chǎng)進(jìn)行分析，通過(guò)分析一次和二次撞擊區(qū)域的運(yùn)動(dòng)情況，獲得了不同進(jìn)口雷諾數(shù)、不同噴嘴間距、噴嘴邊界受限程度下撞擊面偏斜振蕩規(guī)律。結(jié)果表明，二次撞擊后的軸向速度與徑向速度分布呈雙峰形式，軸向速度與徑向速度隨雷諾數(shù)的增大而增大。二次撞擊面發(fā)生偏斜振蕩，偏斜振蕩周期隨噴嘴間距增大而增大，隨進(jìn)口雷諾數(shù)增大而減小。噴嘴間距越小，偏斜振蕩周期對(duì)噴嘴邊界受限程度越敏感?；跀?shù)值模擬結(jié)果，得出偏斜振蕩周期與各因素之間的無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式，關(guān)聯(lián)式計(jì)算結(jié)果與數(shù)值模擬值吻合較好，可以很好地預(yù)測(cè)二次撞擊偏斜振蕩周期。

撞擊流；二次撞擊；偏斜振蕩；振蕩周期；大渦模擬

1 前言

撞擊流(impinging stream，IS)概念最早由Elperin[1]提出，其中心思想指氣—固兩相流體相向高速運(yùn)動(dòng)進(jìn)行撞擊，形成一個(gè)高剪切速率與高湍流的撞擊區(qū)，以此實(shí)現(xiàn)熱、質(zhì)傳遞的強(qiáng)化。眾多學(xué)者[2-5]對(duì)其相關(guān)化工過(guò)程進(jìn)行研究，證明了撞擊流可以提高傳遞過(guò)程的相間傳遞系數(shù)幾倍到幾十倍不等。

大量研究表明[6-11]，反應(yīng)器撞擊區(qū)流體流動(dòng)行為與混合效果緊密相關(guān)，而其中撞擊面的穩(wěn)定性起重要作用，因此，近年來(lái)關(guān)于撞擊流反應(yīng)器撞擊面的研究成為重點(diǎn)。Tomac等[12]在研究混合室中相互撞擊的雙射流的振蕩特性時(shí)，證明了混合室振蕩行為的存在，并且解釋了振蕩行為的存在是由于不穩(wěn)定的沖擊區(qū)域和來(lái)自壁面的壓力反饋所產(chǎn)生的渦。Li等[13]采用平面激光誘導(dǎo)熒光技術(shù)(PLIF)研究改變結(jié)構(gòu)參數(shù)下的T型反應(yīng)器半偏轉(zhuǎn)振蕩對(duì)反應(yīng)器混合的影響。Hao等[14]運(yùn)用粒子圖像測(cè)速技術(shù)(TR-PIV)對(duì)不同雷諾數(shù)下的雙腔通道振蕩進(jìn)行研究，結(jié)果表明振蕩的劇烈程度與雷諾數(shù)有關(guān)。Kiyan等[15]對(duì)撞擊駐點(diǎn)的偏移量進(jìn)行研究，發(fā)現(xiàn)駐點(diǎn)偏移量隨著出口速度比的減小而線(xiàn)性增加，且撞擊面向射流速度較小的一側(cè)偏移。Tu等[16]利用粒子成像測(cè)速系統(tǒng)和高速攝像機(jī)對(duì)激勵(lì)下的T型反應(yīng)器的振蕩行為進(jìn)行了研究，結(jié)果表明，反應(yīng)器的結(jié)構(gòu)參數(shù)對(duì)其振蕩行為有顯著影響，且撞擊面激勵(lì)振蕩幅值隨雷諾數(shù)和激勵(lì)幅值的增大而增大，隨激勵(lì)頻率的增大而非單調(diào)遞減。許鑫磊等[17]通過(guò)實(shí)驗(yàn)和模擬研究T型反應(yīng)器非穩(wěn)態(tài)吞噬流機(jī)理，結(jié)果表明，大渦模擬能較好地對(duì)非穩(wěn)態(tài)吞噬流的振蕩特性進(jìn)行預(yù)測(cè)。以上單層對(duì)置撞擊流反應(yīng)器更多關(guān)注流場(chǎng)分布和流動(dòng)形態(tài)等對(duì)混合效果影響的研究，本工作在反應(yīng)器流動(dòng)特性研究基礎(chǔ)上，設(shè)計(jì)了新型雙組分層撞擊流反應(yīng)器，對(duì)二次撞擊面的振蕩特性進(jìn)行研究。

本工作利用大渦模擬對(duì)雙組分層撞擊流反應(yīng)器內(nèi)流場(chǎng)進(jìn)行研究。通過(guò)比較不同時(shí)刻下相同雷諾數(shù)和不同雷諾數(shù)反應(yīng)器內(nèi)速度分布規(guī)律，考察二次撞擊區(qū)域的振蕩形式及其周期性變化，分析二次撞擊偏斜振蕩周期變化規(guī)律與噴嘴邊界受限程度的變化，建立偏斜振蕩周期無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式。本研究成果可為多層撞擊流反應(yīng)器的結(jié)構(gòu)優(yōu)化提供參考依據(jù)。

2 數(shù)值模擬

2.1 物理模型

雙組分層撞擊流反應(yīng)器的物理模型結(jié)構(gòu)如圖1所示，反應(yīng)器高度500 mm，內(nèi)徑130 mm，反應(yīng)器上部設(shè)直徑40 mm的出口，出口中心距反應(yīng)器頂部30 mm，噴嘴采用上下兩組對(duì)置放置，上層噴嘴距反應(yīng)器頂部130 mm，下層噴嘴距反應(yīng)器頂部為230 mm，取反應(yīng)器底部中心為坐標(biāo)原點(diǎn)，噴嘴軸線(xiàn)為軸，水平向右為正方向，軸正向向上，軸正向向里，選取直角坐標(biāo)系，如圖1所示(面)。4個(gè)噴嘴直徑相同，取=10 mm，為噴嘴間距(mm)。

圖1 撞擊流反應(yīng)器物理模型

模擬具體工況如表1所示，表中/為噴嘴邊界受限程度。其中雷諾數(shù)用式(1)計(jì)算

表1 模擬條件下的工況

式中：為射流進(jìn)口流速，m×s-1；為密度，=0.997×103kg×m-3；為黏度，=1.005×10-3Pa×s。

2.2 網(wǎng)格劃分與計(jì)算區(qū)域

采用非結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格對(duì)上層、下層流體撞擊區(qū)域進(jìn)行局部網(wǎng)格加密。為了確保模擬結(jié)果對(duì)網(wǎng)格無(wú)依賴(lài)性，分別采用538 294、928 879、1 161 898、1 294 290網(wǎng)格模型對(duì)下層噴嘴軸線(xiàn)的速度分布進(jìn)行計(jì)算，如圖2所示。當(dāng)網(wǎng)格數(shù)達(dá)到1 161 898后，數(shù)據(jù)誤差在8% 以?xún)?nèi)。因此，在保證模擬準(zhǔn)確性和計(jì)算時(shí)間的情況下，選用網(wǎng)格數(shù)量為1 161 898的數(shù)值模型進(jìn)行計(jì)算。

圖2 不同網(wǎng)格數(shù)量的模擬結(jié)果

圖3 軸向速度分布

為了進(jìn)一步確保模擬的準(zhǔn)確性，對(duì)模型進(jìn)行驗(yàn)證，以噴嘴間距30 mm、噴嘴直徑=10 mm、雷諾數(shù)=16 000的工況下進(jìn)行模擬，模擬結(jié)果與張建偉等[18]實(shí)驗(yàn)工況數(shù)據(jù)比較如圖3所示，由圖可見(jiàn)，計(jì)算模擬值與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)的相關(guān)系數(shù)為0.920 2，說(shuō)明模型具有可靠性。選取二次撞擊面上的點(diǎn)A為速度的監(jiān)測(cè)點(diǎn)，三維坐標(biāo)分別為A(5,320,0)，如圖4所示。

圖4 測(cè)量位置示意圖

2.3 邊界條件與模擬方法

模擬采用的流體介質(zhì)為20 ℃水，流體進(jìn)口邊界為“Velocity inlet”，反應(yīng)器進(jìn)口速度波動(dòng)采用渦方法，根據(jù)文獻(xiàn)[19]以及模擬驗(yàn)證，所加渦數(shù)量設(shè)置為200個(gè)；相對(duì)湍流強(qiáng)度為默認(rèn)設(shè)置；出口為“Pressure outlet”壓力出口，其余反應(yīng)器邊界均為默認(rèn)設(shè)置。

大渦模擬能直接計(jì)算在湍流流場(chǎng)中起主導(dǎo)作用的大尺度渦旋結(jié)構(gòu)，而僅對(duì)小尺度渦旋結(jié)構(gòu)做模型假定，且能模擬撞擊面擺動(dòng)現(xiàn)象[20]。屠功毅等[21]運(yùn)用大渦模擬研究了平面撞擊流反應(yīng)器的振蕩特性，通過(guò)實(shí)驗(yàn)與模擬的對(duì)比，驗(yàn)證了大渦模擬湍流模型對(duì)撞擊流振蕩研究的準(zhǔn)確性。為了研究雙組分層撞擊流反應(yīng)器的振蕩特性，本研究選用Fluent軟件中的大渦模擬(large-eddy simulation，LES)湍流模型和動(dòng)態(tài)Smagorinsky-Lilly亞格子模型，模型常數(shù)s為0.1。

在湍流流場(chǎng)中大尺度渦旋結(jié)構(gòu)起主導(dǎo)作用，而湍流動(dòng)量的擴(kuò)散主要由小尺度渦旋結(jié)構(gòu)所決定。大渦模擬方程通過(guò)在傅里葉或空間域不可壓縮流體的N-S方程過(guò)濾掉時(shí)間項(xiàng)得到，在計(jì)算中，可以有效地濾掉小于過(guò)濾網(wǎng)格的渦旋結(jié)構(gòu)，從而得到大渦的以下方程：

質(zhì)量守恒方程：

動(dòng)量守恒方程：

亞格子應(yīng)力普遍用渦黏性假設(shè)，定義為

其中，

采用SIMPLE方法作為壓力-速度耦合，采用Least Squares Cell Based方法作為空間離散梯度方法，采用Standard方法作為壓力求解，采用QUICK型式作為動(dòng)量求解方法，采用Second Order Implicit求解作為瞬態(tài)方程式，時(shí)間步長(zhǎng)為0.001 s，每時(shí)間步長(zhǎng)迭代20次，收斂標(biāo)準(zhǔn)為連續(xù)性方程，殘差值控制在10-3，其余方程殘差值控制在10-5。

2.4 偏斜振蕩周期無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式

為了更準(zhǔn)確比較不同噴嘴間距、不同雷諾數(shù)和噴嘴邊界受限程度下的雙組分層撞擊流反應(yīng)器偏斜振蕩量綱1周期差異，用函數(shù)關(guān)系式表示偏斜振蕩量綱1周期/(/)(表示偏斜振蕩周期，s)。影響偏斜振蕩周期變化的主要因素為：兩水平噴嘴間距與噴嘴直徑比(/)、進(jìn)口雷諾數(shù)和噴嘴邊界受限程度。采用無(wú)量綱分析法，確定偏斜振蕩量綱1周期與各因素之間的關(guān)系式：

式中：為待定系數(shù)，利用模擬數(shù)據(jù)進(jìn)行擬合確定系數(shù)，從而得到偏斜振蕩周期無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式。

3 結(jié)果與討論

3.1 撞擊流反應(yīng)器速度分布規(guī)律

上下兩層噴嘴流體水平碰撞形成一次撞擊，由一次撞擊形成的上下徑向射流豎直碰撞形成二次撞擊，如圖4所示。為分析進(jìn)口雷諾數(shù)=16 000條件下撞擊流反應(yīng)器內(nèi)流場(chǎng)速度分布規(guī)律，得到面速度分布云圖，如圖5所示。二次撞擊區(qū)的兩股相向流體相互作用會(huì)產(chǎn)生偏斜的現(xiàn)象，并且隨著時(shí)間的變化，徑向射流呈“S”形擺動(dòng)。

圖5 雙組分層撞擊流反應(yīng)器速度分布云圖

為進(jìn)一步分析二次撞擊區(qū)的速度分布，圖6為撞擊流反應(yīng)器在不同雷諾數(shù)下軸向速度分布和徑向速度分布。由圖6(a)和(b)可知，隨著雷諾數(shù)的增大，整個(gè)流場(chǎng)的速度分布都隨之增大。而從圖6(a)可知，速度在撞擊中心處最低，原因是撞擊中心處壓力最大，沿撞擊中心向左右兩側(cè)流體速度表現(xiàn)為先增大后減小然后緩慢增大再減小，整體速度分布呈雙峰形式，這是因?yàn)樽矒糁行奶帀毫ο蛩闹茚尫乓约胺磻?yīng)器器壁阻礙的作用。從圖6(b)可知，二次撞擊中心處速度損耗量較大使得其速度最小，而此時(shí)速度較小位置為一次撞擊中心處，且其速度大于二次撞擊中心處速度，整體速度分布也呈雙峰形式，并且圖6(b)的徑向速度變化規(guī)律性更強(qiáng)。

圖6 不同雷諾數(shù)下XOY面軸向速度分布和徑向速度分布

圖7為=16 000下面不同時(shí)刻下徑向速度分布，從圖7可知，一次撞擊中心處速度波動(dòng)較小，為3.9%，而二次撞擊中心處速度波動(dòng)較大，為58%，主要是二次撞擊區(qū)域流體卷吸和撞擊面偏斜共同作用的結(jié)果。

圖7 XOY面不同時(shí)刻徑向速度分布

3.2 撞擊流反應(yīng)器二次撞擊區(qū)振蕩特性

圖8給出了雷諾數(shù)=16 000，兩噴嘴水平間距=3時(shí)不同時(shí)刻雙組分層撞擊流反應(yīng)器流場(chǎng)變化的速度云圖。從圖8可知，兩股徑向流體首先在二次撞擊中心處相互偏斜，隨即在撞擊中心處碰撞，然后流體相互反向偏斜，最后再相互碰撞，往復(fù)循環(huán)完成一個(gè)周期，這種撞擊模式稱(chēng)為偏斜振蕩[23]。所以二次撞擊面處是偏斜振蕩，并且偏斜振蕩存在固定的周期。利用流場(chǎng)中的速度場(chǎng)能很好說(shuō)明偏斜振蕩運(yùn)動(dòng)過(guò)程[24]，偏斜振蕩周期能反映速度的變化規(guī)律，準(zhǔn)確地描述偏斜振蕩特性。屠功毅等[23]對(duì)水平對(duì)置撞擊流反應(yīng)器振蕩特性進(jìn)行研究，發(fā)現(xiàn)偏斜振蕩周期能較好地解釋偏斜振蕩這一撞擊模式，因此可以利用偏斜振蕩周期分析偏斜振蕩特性。

圖8 Re=16 000時(shí)XOY面的速度云圖

通過(guò)對(duì)圖4的A點(diǎn)進(jìn)行速度監(jiān)測(cè)，發(fā)現(xiàn)A點(diǎn)速度隨時(shí)間變化具有周期性，原因?yàn)?股徑向射流周期性產(chǎn)生相互偏斜撞擊。如圖9為雷諾數(shù)=16 000，兩噴嘴水平間距=3的工況下，A點(diǎn)速度隨時(shí)間變化情況，相鄰兩峰之間為一個(gè)周期，圖中周期為0.48 s。

圖9 A點(diǎn)速度隨時(shí)間變化

圖10 偏斜振蕩周期分布

為了研究二次撞擊面偏斜振蕩周期分布，對(duì)A點(diǎn)速度進(jìn)行監(jiān)測(cè)，得到不同噴嘴間距下，二次撞擊偏斜振蕩周期隨進(jìn)口雷諾數(shù)的變化，如圖10所示。當(dāng)噴嘴間距相同時(shí)，隨進(jìn)口雷諾數(shù)增大，偏斜振蕩周期逐漸減小，而當(dāng)進(jìn)口雷諾數(shù)相同時(shí)，隨著噴嘴間距增大，偏斜振蕩周期逐漸增大。其中當(dāng)噴嘴間距為/=3，進(jìn)口雷諾數(shù)從10 000增加到22 000時(shí)，偏斜振蕩周期減小最多，為38.6%，說(shuō)明進(jìn)口雷諾數(shù)對(duì)偏斜振蕩周期影響明顯。

偏斜振蕩周期會(huì)受到撞擊流噴嘴邊界受限程度/的影響[21]，如圖11所示為偏斜振蕩周期隨/的變化規(guī)律，相同噴嘴間距下隨著/增大，偏斜振蕩周期逐漸增大。不同的噴嘴間距下隨著兩噴嘴間距減小，與/逐漸增大，說(shuō)明對(duì)/的變化變得敏感。

圖11 偏斜振蕩周期隨L/u的變化

圖12 T/(L/u)隨進(jìn)口雷諾數(shù)的變化

如圖12所示為偏斜振蕩量綱1周期與各影響因素的關(guān)系。當(dāng)噴嘴間距與噴嘴直徑比相同時(shí)，隨著進(jìn)口雷諾數(shù)的增大，/(/)逐漸增大，當(dāng)進(jìn)口雷諾數(shù)相同時(shí)，隨著噴嘴間距與噴嘴直徑比增大，/(/)逐漸減小，而/=1時(shí)，/(/)較大，原因?yàn)榇藭r(shí)噴嘴間距最小，噴嘴邊界處流體受限最為明顯。

圖13 T/(L/u)的關(guān)聯(lián)式計(jì)算值與數(shù)值計(jì)算值對(duì)比

3.3 二次撞擊偏斜振蕩周期無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式

二次撞擊偏斜振蕩周期的影響因素有、/和/。因此，對(duì)圖12中/(/)數(shù)據(jù)點(diǎn)用式(8)進(jìn)行擬合，確定待定系數(shù)、、，得到其無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式為：

關(guān)聯(lián)式計(jì)算結(jié)果與數(shù)值計(jì)算值對(duì)比如圖13所示，由圖可見(jiàn)，/(/)的無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式計(jì)算結(jié)果與數(shù)值計(jì)算值吻合較好，可以準(zhǔn)確地預(yù)測(cè)偏斜振蕩周期變化。

4 結(jié)論

采用CFD軟件Fluent，對(duì)新型雙組分層撞擊流反應(yīng)器的振蕩特性進(jìn)行數(shù)值模擬。對(duì)不同雷諾數(shù)下撞擊流反應(yīng)器流場(chǎng)速度分布進(jìn)行了研究，得到如下結(jié)論：

(1) 雙組分層撞擊流反應(yīng)器的速度分布規(guī)律：軸向速度與徑向速度分布呈雙峰形式，且隨著進(jìn)口雷諾數(shù)的增大，軸向速度和徑向速度逐漸增大，二次撞擊面處振蕩為偏斜振蕩。

(2) 通過(guò)對(duì)不同雷諾數(shù)和不同噴嘴間距下的偏斜振蕩進(jìn)行研究，二次撞擊偏斜振蕩周期隨兩噴嘴間距增大而增大，隨雷諾數(shù)增大而減小，兩噴嘴距離越小，二次撞擊偏斜振蕩周期對(duì)噴嘴邊界受限程度越敏感，且二次撞擊偏斜振蕩周期無(wú)量綱關(guān)聯(lián)式與數(shù)值計(jì)算值吻合較好。

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Study on flow field oscillation characteristics of two-component stratified impinging stream reactor

ZHANG Jian-wei, KAN Yan-yong, DONG Xin, FENG Ying

(School of Mechanical and Power Engineering,Shenyang University of Chemical Technology, Shenyang 110142, China)

Large eddy simulation was made to study the flow field oscillation characteristics of two groups of stratified impinging streams in the reactor. By analyzing the motion of the primary and secondary impinging regions, the deflection oscillation laws of the impinging surface under different Reynolds numbers, different nozzle spacing and nozzle boundary restriction (/) were obtained. The results show that the distribution of axial velocity and radial velocity after secondary impact was bimodal, and the axial velocity and radial velocity increased with the Reynolds number. The secondary impact surface had skew oscillation, and the skewed oscillation period increased with the increase of nozzle spacing and decreased with the increase of inlet Reynolds number. The smaller the nozzle spacing was, the more sensitive the deflection oscillation period was to the restriction degree of nozzle boundary (/). Based on the simulation results, the dimensionless correlation between the deflection oscillation period and various factors was obtained. The calculation results of the correlation are in good agreement with the simulation values, which can well predict the deflection oscillation period of secondary impact.

impinging stream; secondary impact; skew oscillation; oscillation period; large eddy simulation

TQ 021.1

A

10.3969/j.issn.1003-9015.2022.03.010

1003-9015(2022)03-0380-07

2021-05-27；

2021-08-23。

國(guó)家自然科學(xué)基金(21476141)；遼寧省興遼英才計(jì)劃(XLYC1808025)；中央引導(dǎo)地方科技發(fā)展專(zhuān)項(xiàng)(2020JH6/10500051)；沈陽(yáng)市中青年科技人才項(xiàng)目(RC190323)。

張建偉(1964-)，男，遼寧義縣人，沈陽(yáng)化工大學(xué)教授，博士。

董鑫，E-mail：dongxin1106@syuct.edu.cn

張建偉, 闞延勇, 董鑫, 馮穎.雙組分層撞擊流反應(yīng)器流場(chǎng)振蕩特性研究 [J]. 高?；瘜W(xué)工程學(xué)報(bào), 2022, 36(3): 380-386.

：ZHANG Jian-wei, KAN Yan-yong, DONG Xin, FENG Ying. Study on flow field oscillation characteristics of two-component stratified impinging stream reactor [J]. Journal of Chemical Engineering of Chinese Universities, 2022, 36(3): 380-386.