旋風分離器排氣管結構優化數值模擬研究*

李 鐵 鄭 瀚 呂昌堯 宋濟洋

(東北電力大學能源與動力工程學院)

旋風分離器是利用氣固兩相流的強旋轉運動使固體顆粒在離心力作用下從氣流中分離的除塵設備。旋風分離器內部流場是三維強旋轉兩相流，外側自由流，內側強制流，運動規律復雜。為提高旋風分離器的分離效率、降低壓力損失，眾多學者對其結構進行了大量研究。付烜等研究了同側雙進氣管結構對旋風分離器分離效率的影響，結果表明雙進氣管結構旋風分離器的切向速度比單進氣管旋風分離器的切向速度增加了15%，分離效率得到有效提高[1]。孫勝等研究了進氣管傾斜角度對旋風分離器分離效率的影響，結果表明隨著進氣管下傾角的增大，旋風分離器的分離效率先降低后升高，且下傾角度為15°時，分離效率最高[2]。El- Batsh Hesham M采用數值模擬方法對旋風分離器的排氣管尺寸進行優化，發現排氣管直徑和主體直徑的比值在0.3～0.7之間時，分離效率和壓力損失達到最佳比例[3]。Martínez L F等研究排氣管不同插入深度對旋風分離器分離效率的影響，腐蝕性最佳插入深度為旋風分離器主體高度的10%[4]。Chen J H和Liu X提出了一種新型排氣管結構旋風分離器，其分離效率比傳統旋風分離器提高了4.6%～7.9%，但壓力損失明顯增加[5]。Horvath A等研究了不同排氣管直徑對軸向速度的影響，結果表明滯流僅存在于大尺寸排氣管中，分離器主體結構不同，出現滯流現象時排氣管臨界直徑不同[6]。Safikhani H等對3種不同筒錐比的旋風分離器進行數值模擬，發現筒錐比為1∶3 時分離效率最高，而筒錐比為1∶2 時分離效率最低[7]。Kaya F和Karagoz I采用數值模擬方法研究了下降管長度對旋風分離器流場的影響，發現下降管長度對切向速度和外旋流的軸向速度影響較小，而對內旋流的軸向速度影響較大，下降管最佳長度為分離器出口截面直徑的4倍[8]。趙新學和金有海采用數值模擬方法研究了排塵口直徑對旋風分離器流場的影響，結果表明，排塵口直徑減小，分離器錐體區域磨損增加；排塵口直徑過大，氣流返混現象加劇，影響分離效率[9]。

筆者提出一種新型旋風分離器，其結構特點為排氣管帶有擴展角。相比于無擴展角的分離器，新型分離器增大了排氣管下端的截面積，上行內旋流流通截面變大，軸向速度降低，氣流與分離器內壁和排氣管管壁的摩擦損失減少。同時，降低了氣流在旋風分離器內的波動，提高流動過程的穩定性。為驗證新型旋風分離器的可行性，采用雷諾應力模型對其進行數值模擬，研究擴展角β為0.0、5.7、11.3、16.7°時4種不同結構的旋風分離器三維流場的速度變化規律和湍動能特點，分析新結構對壓力損失的影響。

1 物理模型

標準Stairmand旋風分離器具有穩定、高效的工作特點，以此作為物理模型進行研究，其結構如圖1所示。選取高度z為320(排氣管下側截面)、470(分離器中段截面)、620(錐體結構截面)、720mm(分離器下段截面)作為研究對象。

圖1 標準Stairmand旋風分離器結構

如圖2所示，為保證模型的一致性，僅改變排氣管擴展角結構。排氣管出口截面直徑與入口截面直徑的比值分別為1.0、1.2、1.4、1.6，排氣管擴展角β分別為0.0、5.7、11.3、16.7°。

圖2 旋風分離器排氣管結構

2 數學模型

2.1湍流模型

計算旋風分離器強旋轉流動時主要采用k-ε方程模型、RNGk-ε模型、代數應力模型和雷諾應力模型。k-ε模型及其修正模型RNGk-ε模型基于渦粘性假設，不能準確反映湍能的各向異性，在無約束流和強旋轉流的計算中誤差很大；代數應力模型能夠模擬湍流各向異性，但在描述強旋轉流動時具有局限性[10]；雷諾應力模型考慮了旋轉效應、浮力效應及曲率效應等因素，在模擬旋風分離器壓力變化時更為準確，且雷諾應力方程在計算湍動能時不用求解輸運方程，在模擬旋風分離器流場特性時更為準確[11]。因此，筆者采用雷諾應力模型進行模擬研究。

在雷諾應力模型中，雷諾應力變化受流體與壁面作用的影響，壓力應變系數和雷諾應力呈線性關系。考慮到壁面效應，粘性作用主要影響湍流耗散項，在高雷諾數下，耗散量多集中在小尺度渦團內，而小尺度渦團趨于各向同性，因此可忽略各向異性的散耗量。雷諾應力模型質量守恒方程為：

(1)

式中u——時均速度，m/s。

雷諾平均運動方程為：

(2)

式中F——重力，N；

p——壓力，N；

t——時間，s；

u′——脈動速度，m/s；

ρ——流體密度，kg/m3。

雷諾應力輸運方程為：

(3)

剪應力產生項Pij的計算式為：

(4)

壓力應變項φij的計算式為：

(5)

式中k——湍動能；

δij——張量符號(i=j時，δij=1；i≠j時，δij=0)；

ε——湍動能耗散率。

粘性耗散項εij的計算式為：

(6)

系統旋轉產生項Fij的計算式為：

(7)

求解雷諾應力模型時，需要補充k方程和ε方程：

(8)

(9)

其中，σk、σε分別為與湍動能k和耗散率ε對應的普朗特數，σk=1、σε=1.3。

湍流強度I、湍動能k和湍動能耗散率ε的計算式分別為：

(10)

(11)

(12)

式中Cμ——耗散率系數，Cμ=0.09；

l——湍流尺度(水力直徑)，m；

Re——雷諾數(水力直徑條件)。

2.2邊界條件

入口邊界條件：入口氣流為常溫狀態空氣，入口截面法向時均速度為18m/s，壓力為常壓。出口邊界條件：出口為充分發展流體，所有變量在出

口截面法向上的梯度為0，即?φ/?z=0。壁面邊界條件：近壁處采用無滑移條件，采用標準壁面函數法處理邊界湍流。

2.3求解方法

利用Gambit軟件，采用六面體網格對旋風分離器模型進行網格劃分(圖3)。計算流場時不考慮固體顆粒對流場的影響，網格大小不涉及顆粒相的計算精度，網格數約為70 000。采用雷諾應力模型計算旋風分離器內氣相流場特性。壓力-速度耦合采用SIMPLE算法求解。擴散項求解采用中心差分，對流項的離散采用二階精度QUICK格式，壓力梯度項采用PRESTO！格式。

圖3 旋風分離器模型網格劃分

3 模擬結果與分析

3.1計算值與實驗值比較

為驗證數學模型的準確性，將模擬結果與文獻[12]的實驗值進行對比。由于旋風分離器內部流場具有對稱性，文獻[12]對1/2結構內各截面的流場進行測量。筆者選取z為320mm截面切向速度和軸向速度的模擬值與實驗值進行對比(圖4)。切向速度分布沿徑向分為內旋流和外旋流，呈明顯的組合渦特點。內旋流切向速度模擬值相比于實驗值略向軸向位置偏移，切向速度峰值相比于實驗值略有下降；外旋流貼近壁面處的切向速度模擬值略低于實驗值。軸向速度沿徑向呈M形狀分布，其模擬值相比于實驗值略向中心軸偏移，內旋流軸向速度模擬值略低于實驗值。但整體上模擬值與實驗值吻合較好，因此可以采用該數學模型對新型旋風分離器的流場進行模擬。

圖4 z為320mm截面切向速度和軸向速度的模擬值與實驗值對比

3.2新型旋風分離器流場模擬

3.2.1切向速度

圖5為旋風分離器在軸截面上的切向速度分布云圖。切向速度分為Ⅰ(左側外旋流區域)、Ⅱ(內旋流區域)、Ⅲ(右側外旋流區域)3個區域。

圖5 旋風分離器在軸截面上的切向速度分布云圖

帶有擴展角結構的分離器與無擴展角結構的分離器流動特性相似。無擴展角(β=0.0°)分離器錐體區域切向速度波動較大，且在排氣管入口處明顯降低。分析圖5可知：隨著排氣管擴展角β的增大，內旋流動旋渦中心偏離結構軸線的程度減弱，流動穩定性提高；內旋流流通截面增加，排氣管入口區域速度損失減小，摩擦損失減小；隨著排氣管擴展角β的增大，外旋流流通截面逐漸減小，流體沿軸向出現速度梯度，形成旋渦，在β=11.3°和β=16.7°型旋風分離器中旋渦特別明顯。渦流運動對排氣造成沖擊，加快對排氣管的磨損；同時，渦旋運動使固體顆粒相互撞擊，大尺度顆粒破碎成小尺度顆粒，不利于顆粒分離。

圖6是z為320、470、620、720mm截面的切向速度曲線。各截面上不同擴展角對應的內旋流切向速度分布基本一致，而外旋流的切向速度隨著擴展角β的增加而逐漸減小，但變化幅度不顯著，因此排氣管擴展角度對切向速度分布的影響較小。但隨著擴展角β的增加，內旋流與外旋流之間的速度差減小，降低了內外旋轉流動的摩擦損失。

由上述分析可知，排氣管擴展角β=5.7°時流場分布較為合理。

3.2.2軸向速度

圖7為旋風分離器的軸向速度分布云圖。氣流分為Ⅰ(外旋流區域)、Ⅱ(內外旋流交界區域)、Ⅲ(內旋流區域)3個區域。隨著擴展角β的增加，Ⅱ區域不斷增大(即擴展角的輻射影響范圍增加)，增強了該區域內不同流動方向的氣流產生的旋渦，增加了一定能耗。Ⅲ區域中存在內旋流向下流動的速度回流，隨著β的增加，速度回流區域逐漸減小，減弱了該區域內的能量損耗。

圖6 4個截面的切向速度曲線

圖7 旋風分離器軸向速度分布

圖8為4個截面的軸向速度曲線。軸向速度沿徑向成M形狀分布，可將流動區域進一步劃分為7個區域：Ⅰ，左側外旋流動區域，流動方向向下；Ⅱ，左側內外旋流交界區域；Ⅲ，左側內旋流動區域，流動方向向上；Ⅳ，內旋流回流區域，流動方向向下；Ⅴ，右側內旋流動區域，流動方向向上；Ⅵ，右側內外旋流交界區域；Ⅶ，右側外旋流動區域，流動方向向下。各截面的軸向速度在Ⅱ、Ⅵ兩個區域內達到峰值，但同一截面上的峰值大小不同，原因在于氣流的螺旋運動特征使在某一高度橫截面上存在軸向速度差。圖8a、b中氣流旋轉向下流動，上游(靠近入口側)速度高于下游(遠離入口側)速度，而圖8c、d與之相反。

分析圖8可知，在旋風分離器的圓柱段，內外旋流交界區域的軸向速度受外旋氣流影響較大。外旋流螺旋線方向的上游速度高于下游，因此導致z為320、470mm兩截面上Ⅱ區域的軸向速度峰值高于Ⅵ區域的。而在旋風分離器錐體段，由于外旋氣流受壁面阻擋，軸向速度減小，內外旋流在交界面區域的軸向速度受內旋流的影響較大。在內旋流向上流動過程中，上游(遠離入口側)速度高于下游(靠近入口側)速度，導致z為620、720mm兩截面中上Ⅵ區域的軸向速度峰值高于Ⅱ區域的。

從圖8還可以看出：在4個截面上，Ⅱ區域和Ⅳ區域內的軸向速度隨著擴展角β的增加而減小，即軸向速度梯度減小，攜帶顆粒的氣流停留時間增加，有利于顆粒的分離；Ⅱ區域和Ⅳ區域的軸向速度峰值之差減小，氣流在旋轉運動過程中的能量損失減小；在Ⅳ區域內存在速度回流區域，回流速度隨著擴展角β的增加而減小，降低了內旋流的渦團能耗。固體顆粒隨內旋流運動可被排氣管內壁捕集，使顆粒進行二次分離，從而提高旋風分離器的分離效率。

圖8 4個截面的軸向速度曲線

由上述分析可知，排氣管擴展角β為5.7、11.3°時流場分布較為合理。

3.2.3徑向速度

圖9為旋風分離器軸截面的徑向速度分布云圖。在中心軸附近的內旋流區域，徑向速度正負交替產生，擴展角β由0.0°增加至16.7°時，徑向速度由3.5m/s增大到16.0m/s，速度變化顯著。而在外旋流動區域內，擴展角β由0.0°增加至11.3°時，徑向速度逐漸增大，當β繼續增大到16.7°時，徑向速度開始減小。徑向速度與軸向速度的綜合作用使氣流在分離器內做螺旋運動。外旋流在排氣管下端區域的徑向運動使氣流直接從排氣管流出，形成短路流動，顆粒也隨氣流運動直接排出旋風分離器，降低分離效率。因此排氣管擴展角β=5.7°時流場分布較為合理。

圖9 旋風分離器軸截面徑向速度分布云圖

3.2.4湍動能

圖10為旋風分離器軸截面的湍動能分布云圖。隨著擴展角β的增加，分離器排氣管入口附近和內外旋流交界面附近的湍流脈動逐漸增強。當β為11.3、16.7°時，湍流脈動范圍擴大到整個圓柱段區域，局部阻力損失也隨之增大。因此排氣管擴展角β=5.7°時流場分布較為合理。

圖10 旋風分離器軸截面湍動能分布云圖

3.2.5壓力損失

旋風分離器的壓力損失主要包括進口摩擦損失、氣體膨脹或壓縮造成的能量損失、內旋流與外旋流摩擦產生的能量損失、氣流與旋風分離器內壁摩擦造成的能量損失及流體與排氣管摩擦造成的能量損失等。表1對比了擴展角β為0.0、5.7、11.3、16.7°時4種不同結構旋風分離器的靜壓力損失。從表1可以看出，壓降隨著擴展角β的增加而降低。這是因為擴展角β增加時，氣流切向速度與軸向速度減小，減弱了氣流對分離器壁面和排氣管的摩擦損失；且同一截面的軸向速度梯度減小，減弱了流體旋轉運動過程中的能量損失；同時，軸心區域回流速度隨著擴展角β的增加而降低，減弱了內旋流中渦團旋轉運動產生的摩擦損失。

表1 4種不同結構旋風分離器的靜壓力損失

4 結 論

4.1新型分離器內各截面上不同擴展角對應的內旋流切向速度分布基本一致，而外旋流的切向速度隨著擴展角β的增加而逐漸減小，但變化幅度不顯著；隨著擴展角β的增加，內旋流與外旋流之間的速度差減小，降低了內外旋轉流動的摩擦損失。

4.2新型旋風分離器在4個截面上，Ⅱ區域和Ⅳ區域內的軸向速度隨著擴展角β的增加而減小，攜帶顆粒的氣流停留時間增加，有利于顆粒的分離；Ⅱ區域和Ⅳ區域的軸向速度峰值之差減小，氣流在旋轉運動過程中的能量損失減小；在Ⅳ區域內，回流速度隨著擴展角β的增加而減小，降低了內旋流的渦團能耗。

4.3短路流動和湍動能隨著擴展角β的增加而增大，在4種不同結構的旋風分離器中，只有排氣管擴展角β=5.7°時的流場分布較為合理。

4.4新型旋風分離器的靜壓力損失隨著擴展角β的增加而降低。

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