稠密顆粒射流傾斜撞擊顆粒膜特征?

王悅李偉鋒施浙杭2)劉海峰王輔臣

1)(華東理工大學,煤氣化及能源化工教育部重點實驗室,上海 200237)

2)(華東理工大學,上海煤氣化工程技術研究中心,上海 200237)

1 引 言

自1961年前蘇聯科學家Elperin提出撞擊流的概念之后,眾多學者對其進行了大量的研究.因其獨特的相間傳遞特性,氣固兩相撞擊流已被廣泛應用于干燥、氣化、燃燒、混合[1?3]等工業過程中,得到了眾多學者的關注和研究.因此對氣固撞擊流進行深入研究,考察各種因素對氣固撞擊流流動形態的影響以及揭示撞擊區顆粒運動特征具有重要的學術意義以及工業前景.

迄今為止,已有較多學者對稀疏氣固撞擊流進行了實驗和模擬研究.劉紅娟等[4]基于玻爾茲曼方法對稀疏氣固兩相撞擊流中單顆粒運動行為進行了模擬.孫志剛等[5,6]采用高速攝像儀和PV6D型顆粒測速儀分別研究了單顆粒在撞擊流中的運動特征和稀疏氣固兩相撞擊流的流動特征.Xu等[7]應用基于顆粒流動力學的歐拉-歐拉方法模擬了氣固平面撞擊流,觀察到了撞擊面的周期性偏轉振蕩現象,研究發現噴嘴間距、初始射流雷諾數和顆粒粒徑對振蕩周期影響較大.一些學者還利用DSMC(direct simulation Monte Carlo method)模擬對稀疏氣固撞擊流進行了研究.Du等[8,9]通過改進的DSMC方法對稀疏氣固撞擊流進行了模擬,結果發現可將其分為三個區域:顆粒碰撞區、顆粒射流區以及顆粒散射區.Liu等[10]在考慮顆粒自身旋轉和碰撞的前提下,采用基于三維的歐拉-拉格朗日方法的DSMC模擬對稀疏氣固撞擊流的流動特性進行了研究.但是與稀疏氣固兩相撞擊流相比,稠密氣固撞擊流的相關研究非常有限.

一些學者對稠密顆粒射流撞壁進行研究,發現稠密顆粒射流撞壁會形成類液體顆粒膜形態.Cheng等[11]通過實驗研究發現:當稠密顆粒射流撞擊有限尺寸壁面時,會形成僅有幾個顆粒厚度的類液體顆粒膜,而隨著顆粒射流內顆粒數量的減少,其撞擊形態由顆粒膜轉變為散射形態.Cheng等[12]還以顆粒流射流通過非圓形截面驗證了顆粒膜的各向異性.Johnson和Gray[13]使用實驗和數值模擬手段對稠密顆粒射流撞擊傾斜平板進行了研究,發現撞擊后會形成月桂形的“水躍”現象.Boudet等[14,15]研究了稠密顆粒射流撞擊無限大壁面時顆粒膜波紋結構的產生和傳播過程,發現顆粒膜上波紋的形成受到顆粒與平板之間摩擦力的影響.最近,本課題組也對稠密顆粒射流撞擊圓形壁面進行了實驗研究[16?18],發現稠密顆粒射流撞擊壁面后會呈現顆粒膜與散射形態,其形態主要受D/d(D為噴嘴直徑,d為顆粒粒徑)與顆粒射流含固率的影響,同時在顆粒膜表面上可以觀察到明顯的波紋結構,形成表面波紋主要是因為顆粒射流在氣固相互作用下變得不穩定.

目前為止,僅有的對稠密顆粒撞擊流的研究均為實驗模擬.Huang等[19]在對撞壁流進行研究的基礎上,采用離散單元法對兩股對置稠密顆粒射流撞擊進行了初步模擬.結果表明,稠密顆粒射流對置撞擊后的運動形態與d/Djet(d為顆粒粒徑,Djet為射流直徑)、法向彈性系數和撞擊間距有關.在特定的撞擊間距下,兩股顆粒射流對置撞擊形成顆粒膜.Ge等[20]采用能量最小多尺度模型(EMMS)模擬了兩股顆粒射流傾斜撞擊,結果表明,在質量流量相同的情況下,撞擊后顆粒會發生振蕩.O’Rourke和Snider[21]采用基于MPPIC(multiphase-particle-in-cell)方法的修正BGK(Bhatnagar,Gross,and Krook)顆粒碰撞模型對稠密顆粒射流傾斜撞擊進行數值模擬,發現當不考慮顆粒間的碰撞作用時,兩股稠密顆粒射流傾斜撞擊的流股相互交叉流過;考慮顆粒間碰撞阻尼作用時,兩股顆粒射流發生彎曲;當同時考慮碰撞阻尼和各向異性作用時,撞擊后的顆粒發生散射.Ellowitz[22]觀察到稠密顆粒對置撞擊表現出的類流體現象之后,為了研究二者相似的原因,采用離散單元法進行了模擬.結果表明,兩股稠密顆粒射流撞擊之后會產生駐點振蕩現象,撞擊形態與顆粒本身性質無關.值得注意的是,上述模擬結果尚無實驗數據進行驗證,因此非常有必要對稠密顆粒射流撞擊進行實驗研究.

本文以華東理工大學多噴嘴對置式氣化爐為研究背景,采用高速攝像儀和圖像處理軟件對稠密顆粒射流傾斜撞擊過程進行了實驗研究,考察了顆粒粒徑、射流速度以及含固率等因素對類液體顆粒膜形態的影響.本文旨在揭示稠密顆粒射流傾斜撞擊過程中類流體結構及其形成機理,為工業應用中廣泛出現的稠密顆粒射流撞擊流提供理論依據.

2 實驗方法

2.1 實驗裝置及流程

稠密顆粒射流傾斜撞擊實驗裝置和流程如圖1所示,實驗在常溫下進行,密閉儲料罐內的玻璃微珠在鋼瓶中高壓空氣的推動作用下,從兩個間隔一定間距、呈一定角度的噴嘴中噴出,形成兩股稠密顆粒射流,然后撞擊形成稠密顆粒撞擊流.通過調節儲料罐內的空氣壓力可以改變噴嘴出口質量流量.如圖1(a)和圖1(b)所示,金屬噴嘴出口直徑D=3 mm,兩噴嘴出口夾角2θ為60?,撞擊間距L/D=3(L為兩噴嘴中心點直線距離).顆粒為玻璃微珠,密度ρp=2490 kg/m3,粒徑Dp=82,122,184和246μm.實驗中,采用FASTCAM APX-RS型高速攝像儀,在1300 W的鹵素聚光燈的照射下,分別從側面(yox平面)和正面(yoz平面)對顆粒撞擊區的流場形態進行拍攝,拍攝的快門速度為1000 fps或3000 fps,曝光時間為1/8000 s,拍攝圖片分辨率為1024×1024.

定義噴嘴出口處顆粒射流含固率:

其中u0為噴嘴出口截面平均速度(m/s);mp為噴嘴出口質量流量(kg/s);ρp為顆粒密度(kg/m3);A為噴嘴出口截面積(m2),可通過上述含固率的計算公式得到不同工況下稠密顆粒射流的含固率值.實驗中對不同顆粒粒徑含固率隨顆粒射流速度的變化規律進行了測量,結果如圖2所示.實驗結果表明,相同顆粒射流速度下,稠密顆粒射流含固率隨顆粒粒徑的增大而減小.

實驗中采用PV6D型顆粒速度測量儀對稠密顆粒射流在噴嘴出口的截面平均速度(u0)進行測量,通過計算兩通道信號互相關函數來測量顆粒運動速度.互相關函數曲線最大值處的延遲時間為τ,為被測稠密顆粒射流通過某一個固定距離l=2.1 mm的時間,通過V=l/τ可得顆粒在這段距離內的平均運動速度,實驗中測量次數不小于20次,測量誤差小于5%.圖1(b)為稠密顆粒射流傾斜撞擊中顆粒膜上波紋傳播過程的示意圖.在正面示意圖(yoz平面)中,通過跟蹤單位時間內波峰的位移可得該位置處的波紋傳播速度us;通過跟蹤10個表面波紋的波峰經過同一位置處的時間,然后同一個數據點測量10次取平均值,則可得到表面波紋傳播頻率fs;顆粒膜在沿y軸正方向上兩相鄰波峰間的距離為波長λs.通過測量500張疊加的正面和側面圖片中顆粒膜形成的角度可分別得到正面擴展角(α)與側面擴展角(β).在側面示意圖(yox平面)中,定義某位置處波峰的x坐標值為顆粒膜振蕩幅度Ab;顆粒膜非軸對稱振蕩頻率fb的測量方法與表面波紋傳播頻率fs的測量方法相同.本文在處理實驗數據時,同一數據點重復測量10次,10次測量結果的標準方差在圖中用誤差棒表示.

圖1 稠密顆粒射流傾斜撞擊實驗圖 (a)流程圖;(b)流場示意圖Fig.1.Sketch of the experimental setup of dense granular impinging jets:(a)Flow chart;(b)flow diagram.

圖2 不同顆粒粒徑含固率隨射流速度的變化Fig.2. Solid content of different particle diameter varies with granular jet velocity.

3 結果與討論

3.1 稠密顆粒射流傾斜撞擊運動特征

圖3為不同顆粒粒徑下稠密顆粒射流傾斜撞擊的可視化圖像.由圖3可知,稠密顆粒射流傾斜撞擊表現出兩種形態:當顆粒粒徑為82μm時,撞擊后形成較平滑的顆粒膜形態,與液膜類似;當顆粒粒徑為246μm時,撞擊后的許多顆粒沿軸向(x方向)運動,呈現為散射形態.這是因為隨著顆粒粒徑的增大,顆粒射流含固率減小,單位體積內所含顆粒數目減少,顆粒運動自由程增加,顆粒間碰撞概率減小,顆粒膜形態消失[12].

圖4(a)—(c)與圖4(d)—(f)分別為不同顆粒射流速度下的稠密顆粒射流傾斜撞擊側面與正面的可視化圖像.從圖4(a)—(c)可以看出,在顆粒射流速度較小時,顆粒撞擊后呈現為豎直的顆粒膜形態,幾乎穩定在與兩射流垂直的平面內,不發生振蕩.隨著射流速度的增加,顆粒膜發生彎曲、擺動,呈現非軸對稱振蕩.如圖4(d)—(f)所示,在顆粒膜表面上可以觀察到明顯的波紋結構,由撞擊中心沿y軸正向發展.隨著射流速度的增大,由于顆粒膜發生非軸對稱振蕩,均勻分布的細小波紋逐漸演變為波長增大的顯著波紋.

圖3 稠密顆粒射流傾斜撞擊流動模式可視化圖像 (a),(e)水,u0=1.46 m/s;(b),(f)Dp=82μm,u0=1.41 m/s,xp=0.32;(c),(g)Dp=122μm,u0=1.39 m/s,xp=0.23;(d),(h)Dp=246μm,u0=1.64 m/s,xp=0.13Fig.3.Flow regimes of dense granular impinging jets:(a),(e)Water,u0=1.46 m/s;(b),(f)Dp=82μm,u0=1.41 m/s,xp=0.32;(c),(g)Dp=122μm,u0=1.39 m/s,xp=0.23;(d),(h)Dp=246μm,u0=1.64 m/s,xp=0.13.

圖4 稠密顆粒射流傾斜撞擊振蕩模式可視化圖像(Dp=82μm) (a),(d)u0=1.41 m/s,xp=0.33;(b),(e)u0=3.62 m/s,xp=0.25;(c),(f)u0=7.43 m/s,xp=0.20Fig.4.Images of surface waves of dense granular impinging jets at Dp=82μm:(a),(d)u0=1.41 m/s,xp=0.33;(b),(e)u0=3.62 m/s,xp=0.25;(c),(f)u0=7.43 m/s,xp=0.20.

圖5為稠密顆粒射流傾斜撞擊顆粒膜正面與側面擴展角的變化特征.結果顯示,隨著射流速度的增大,顆粒膜正面擴展角先增大后減小,而側面擴展角一直增大.將圖5與圖4進行對比,可以發現,顆粒膜正面擴展角達到峰值時的速度與顆粒膜開始發生非軸對稱振蕩對應的速度基本一致.當顆粒膜發生非軸對稱振蕩時,顆粒除了具有沿豎直方向(yoz平面)的分速度之外,x方向也存在分速度,因此正面擴展角減小,側面擴展角增大.從圖5中還可以看出,在相同射流速度下,顆粒膜正面擴展角隨顆粒粒徑的減小而增大,側面擴展角隨顆粒粒徑的變化不明顯.這是因為隨著顆粒粒徑的增大,含固率降低,稠密顆粒射流撞擊形態由顆粒膜逐漸向散射形態轉變,顆粒也向x軸方向運動,顆粒變得分散,正面擴展角減小;對于側面擴展角而言,改變顆粒粒徑對其擴展角的影響不明顯,說明射流速度對側面擴展角的影響大于顆粒粒徑對其的影響.

圖5 擴展角隨射流速度變化特征 (a)正面擴展角;(b)側面擴展角Fig.5.Variation of opening angles with velocities from the front view(a)and the side view(b).

3.2 稠密顆粒射流傾斜撞擊顆粒膜動態特征及影響因素

從圖4(a)—(c)中可以看出,顆粒膜非軸對稱振蕩由撞擊點處產生,沿著y軸距離的增大,其振幅逐漸增大.在靠近撞擊點處,顆粒膜振幅較小,統計困難;在距離撞擊點較遠處,顆粒膜上的顆粒發生散射,其振幅較難清晰分辨,統計誤差較大,因此選取y/D=4作為特征位置對顆粒膜的非軸對稱振蕩進行表征.圖6為稠密顆粒射流傾斜撞擊顆粒膜側面y/D=4處的非軸對稱振蕩頻率和無量綱振蕩幅度(Ab/D)隨射流速度的變化特征.從圖6中可以看出,隨著射流速度的增加,顆粒膜振蕩頻率與無量綱振蕩幅度均增大;隨著顆粒粒徑的增大,顆粒膜非軸對稱振蕩頻率減小,無量綱振蕩幅度增大;顆粒膜進行準周期的非軸對稱振蕩.

圖6 y/D=4處顆粒膜振蕩頻率和無量綱振蕩幅度隨射流速度變化特征(a)振蕩頻率;(b)無量綱振蕩幅度Fig.6. Variation of oscillation amplitude and frequency with velocity at y/D=4:(a)Oscillation frequency;(b)non-dimensional oscillation amplitude.

圖7展示了顆粒膜表面波紋無量綱傳播速度沿徑向的變化特征.可以看出,稠密顆粒射流傾斜撞擊表面波紋的無量綱傳播速度沿y軸正向距離的增大而增大,并且顆粒膜表面波紋傳播速度與射流速度之比(us/u0)在0.7—0.9之間.這是因為在此速度(u0>3.62 m/s)下,顆粒膜發生非軸對稱振蕩,所測得的表面波紋速度為顆粒流在y方向的分速度,因此二者速度比小于1,而撞擊后在重力的加速作用下,表面波紋速度沿y軸正向距離增大.錢文偉等[16]發現稠密顆粒射流撞壁實驗中表面波紋速度與射流速度之比約為0.4,這是由于撞壁過程中顆粒間非彈性碰撞更加頻繁,速度耗散較大,同時顆粒間基本無相互作用力,且波紋傳播方向與重力方向垂直,因此隨著徑向距離的增大,表面波紋速度基本保持不變.黃國鋒[23]發現液膜表面波紋的無因次傳播速度在0.7—0.9之間,呈現逐漸減小的趨勢.這是因為撞擊之后液膜主要受到表面張力的影響,表面張力促使液膜收縮,阻礙波紋傳播.

圖7 表面波紋無量綱速度沿y軸正向變化特征Fig.7.Variation of the non-dimensional velocity alongy direction.

由圖8(a)可以看出,稠密顆粒射流傾斜撞擊產生的表面波紋頻率隨徑向距離的增大而減小,相同位置處,射流速度越大,表面波紋頻率越大.與射流速度相比,顆粒粒徑對表面波紋頻率的影響不顯著.由圖8(b)可知,顆粒膜表面波紋的波長隨徑向距離和射流速度的增大而增大.同時在顆粒膜表面波紋傳播過程中觀察到了顆粒膜波紋的疊加現象,并且波紋疊加現象在時間和空間位置上存在明顯的偶然性和隨機性,這與黃國鋒等[24]發現的液膜上波紋的融合現象相似.顆粒膜上波紋的運動屬于非穩態運動,波紋的運動速度存在瞬時波動性,這是導致波紋疊加的主要原因.如圖9所示,該現象使得顆粒膜表面波紋頻率隨著徑向距離的增大而減小,波長隨著徑向距離的增大而增大.

圖8 表面波紋頻率及無量綱波長沿徑向變化特征 (a)表面波紋頻率;(b)無量綱波長Fig.8.Variation of the frequency and non-dimensional wavelength of surface waves along radial direction:(a)Frequency of surface waves;(b)non-dimensional wavelength of surface waves.

圖9 Dp=82μm,u0=3.87 m/s,xp=0.25時顆粒膜表面波紋疊加過程Fig.9.Merging process of surface waves at Dp=82μm,u0=3.87 m/s,xp=0.25.

4 討 論

實驗中,在噴嘴出口觀察到了明顯的射流不穩定性現象,并且隨著儲料罐內空氣壓力的增大,顆粒射流速度增大,氣固不穩定增強,射流不穩定性也增強.定義顆粒射流流量脈動頻率fj為單位時間內噴嘴出口處顆粒射流由于不穩定性發生收縮或擺動的次數,如圖10所示,將噴嘴出口射流流量脈動頻率與y/D=4處顆粒膜非軸對稱振蕩頻率進行對比,發現fb/fj大約為1,表明由氣固不穩定性引起的噴嘴出口射流脈動是顆粒膜發生非軸對稱振蕩的關鍵因素.從圖10中可以看出,隨著射流速度的增大,氣固不穩定性增強,射流脈動頻率逐漸增大,因此顆粒膜發生非軸對稱振蕩的頻率也增大.而在稠密顆粒射流撞擊圓形壁面的實驗研究中,認為顆粒膜上表面波紋的產生源于顆粒射流振蕩不穩定性[18],其表面波紋頻率主要受到射流不穩定頻率的影響.由圖8可知,顆粒膜表面波紋頻率大于射流流量脈動頻率,因為顆粒膜表面波紋既受噴嘴出口射流流量脈動的影響,也受到撞擊不穩定性的影響[25].

圖10 Dp=82μm射流流量脈動頻率與顆粒膜振蕩頻率的對比Fig.10.Comparison the pulsation frequency of the granular jet with oscillation frequency of the granular fi lm at Dp=82μm.

5 結 論

采用高速攝像儀對稠密顆粒射流傾斜撞擊過程進行了實驗研究,刻畫了稠密顆粒射流傾斜撞擊的類流體顆粒膜現象,揭示了顆粒膜形成非軸對稱振蕩的原因.得到以下主要結論:

1)稠密顆粒射流傾斜撞擊主要呈現兩種不同的形態,當顆粒粒徑較小時,稠密顆粒射流傾斜撞擊呈現類液體顆粒膜形態;隨著顆粒粒徑的增大,含固率減小,單位體積內所含顆粒數目減少,顆粒運動自由程增加,顆粒間碰撞概率減小,顆粒膜形態消失,形成散射形態;

2)隨著射流速度的增大,顆粒膜出現非軸對稱振蕩,顆粒膜表面出現波紋結構;顆粒膜的非軸對稱振蕩頻率和振蕩幅度隨射流速度的增大而增大;當顆粒粒徑與射流速度保持不變時,沿著傳播方向的距離增大,表面波紋傳播速度略微增大,且us/u0在0.7—0.9之間;因為波紋間存在疊加現象,沿著傳播方向,其表面波紋波長增大,波紋頻率降低;

3)稠密顆粒射流撞擊形成非軸對稱振蕩的主要因素是噴嘴出口由氣固不穩定性引起的射流流量脈動,射流流量脈動頻率與顆粒膜的非軸對稱振蕩頻率基本相當,而顆粒膜表面波紋的形成原因較復雜,受到噴嘴出口射流流量脈動和撞擊不穩定性的雙重影響.

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