稠密颗粒射流倾斜撞击颗粒膜特征∗

王悦李伟锋施浙杭2)刘海峰王辅臣

1)(华东理工大学,煤气化及能源化工教育部重点实验室,上海 200237)

2)(华东理工大学,上海煤气化工程技术研究中心,上海 200237)

1 引 言

自1961年前苏联科学家Elperin提出撞击流的概念之后,众多学者对其进行了大量的研究.因其独特的相间传递特性,气固两相撞击流已被广泛应用于干燥、气化、燃烧、混合[1−3]等工业过程中,得到了众多学者的关注和研究.因此对气固撞击流进行深入研究,考察各种因素对气固撞击流流动形态的影响以及揭示撞击区颗粒运动特征具有重要的学术意义以及工业前景.

迄今为止,已有较多学者对稀疏气固撞击流进行了实验和模拟研究.刘红娟等[4]基于玻尔兹曼方法对稀疏气固两相撞击流中单颗粒运动行为进行了模拟.孙志刚等[5,6]采用高速摄像仪和PV6D型颗粒测速仪分别研究了单颗粒在撞击流中的运动特征和稀疏气固两相撞击流的流动特征.Xu等[7]应用基于颗粒流动力学的欧拉-欧拉方法模拟了气固平面撞击流,观察到了撞击面的周期性偏转振荡现象,研究发现喷嘴间距、初始射流雷诺数和颗粒粒径对振荡周期影响较大.一些学者还利用DSMC(direct simulation Monte Carlo method)模拟对稀疏气固撞击流进行了研究.Du等[8,9]通过改进的DSMC方法对稀疏气固撞击流进行了模拟,结果发现可将其分为三个区域:颗粒碰撞区、颗粒射流区以及颗粒散射区.Liu等[10]在考虑颗粒自身旋转和碰撞的前提下,采用基于三维的欧拉-拉格朗日方法的DSMC模拟对稀疏气固撞击流的流动特性进行了研究.但是与稀疏气固两相撞击流相比,稠密气固撞击流的相关研究非常有限.

一些学者对稠密颗粒射流撞壁进行研究,发现稠密颗粒射流撞壁会形成类液体颗粒膜形态.Cheng等[11]通过实验研究发现:当稠密颗粒射流撞击有限尺寸壁面时,会形成仅有几个颗粒厚度的类液体颗粒膜,而随着颗粒射流内颗粒数量的减少,其撞击形态由颗粒膜转变为散射形态.Cheng等[12]还以颗粒流射流通过非圆形截面验证了颗粒膜的各向异性.Johnson和Gray[13]使用实验和数值模拟手段对稠密颗粒射流撞击倾斜平板进行了研究,发现撞击后会形成月桂形的“水跃”现象.Boudet等[14,15]研究了稠密颗粒射流撞击无限大壁面时颗粒膜波纹结构的产生和传播过程,发现颗粒膜上波纹的形成受到颗粒与平板之间摩擦力的影响.最近,本课题组也对稠密颗粒射流撞击圆形壁面进行了实验研究[16−18],发现稠密颗粒射流撞击壁面后会呈现颗粒膜与散射形态,其形态主要受D/d(D为喷嘴直径,d为颗粒粒径)与颗粒射流含固率的影响,同时在颗粒膜表面上可以观察到明显的波纹结构,形成表面波纹主要是因为颗粒射流在气固相互作用下变得不稳定.

目前为止,仅有的对稠密颗粒撞击流的研究均为实验模拟.Huang等[19]在对撞壁流进行研究的基础上,采用离散单元法对两股对置稠密颗粒射流撞击进行了初步模拟.结果表明,稠密颗粒射流对置撞击后的运动形态与d/Djet(d为颗粒粒径,Djet为射流直径)、法向弹性系数和撞击间距有关.在特定的撞击间距下,两股颗粒射流对置撞击形成颗粒膜.Ge等[20]采用能量最小多尺度模型(EMMS)模拟了两股颗粒射流倾斜撞击,结果表明,在质量流量相同的情况下,撞击后颗粒会发生振荡.O’Rourke和Snider[21]采用基于MPPIC(multiphase-particle-in-cell)方法的修正BGK(Bhatnagar,Gross,and Krook)颗粒碰撞模型对稠密颗粒射流倾斜撞击进行数值模拟,发现当不考虑颗粒间的碰撞作用时,两股稠密颗粒射流倾斜撞击的流股相互交叉流过;考虑颗粒间碰撞阻尼作用时,两股颗粒射流发生弯曲;当同时考虑碰撞阻尼和各向异性作用时,撞击后的颗粒发生散射.Ellowitz[22]观察到稠密颗粒对置撞击表现出的类流体现象之后,为了研究二者相似的原因,采用离散单元法进行了模拟.结果表明,两股稠密颗粒射流撞击之后会产生驻点振荡现象,撞击形态与颗粒本身性质无关.值得注意的是,上述模拟结果尚无实验数据进行验证,因此非常有必要对稠密颗粒射流撞击进行实验研究.

本文以华东理工大学多喷嘴对置式气化炉为研究背景,采用高速摄像仪和图像处理软件对稠密颗粒射流倾斜撞击过程进行了实验研究,考察了颗粒粒径、射流速度以及含固率等因素对类液体颗粒膜形态的影响.本文旨在揭示稠密颗粒射流倾斜撞击过程中类流体结构及其形成机理,为工业应用中广泛出现的稠密颗粒射流撞击流提供理论依据.

2 实验方法

2.1 实验装置及流程

稠密颗粒射流倾斜撞击实验装置和流程如图1所示,实验在常温下进行,密闭储料罐内的玻璃微珠在钢瓶中高压空气的推动作用下,从两个间隔一定间距、呈一定角度的喷嘴中喷出,形成两股稠密颗粒射流,然后撞击形成稠密颗粒撞击流.通过调节储料罐内的空气压力可以改变喷嘴出口质量流量.如图1(a)和图1(b)所示,金属喷嘴出口直径D=3 mm,两喷嘴出口夹角2θ为60◦,撞击间距L/D=3(L为两喷嘴中心点直线距离).颗粒为玻璃微珠,密度ρp=2490 kg/m3,粒径Dp=82,122,184和246µm.实验中,采用FASTCAM APX-RS型高速摄像仪,在1300 W的卤素聚光灯的照射下,分别从侧面(yox平面)和正面(yoz平面)对颗粒撞击区的流场形态进行拍摄,拍摄的快门速度为1000 fps或3000 fps,曝光时间为1/8000 s,拍摄图片分辨率为1024×1024.

定义喷嘴出口处颗粒射流含固率:

其中u0为喷嘴出口截面平均速度(m/s);mp为喷嘴出口质量流量(kg/s);ρp为颗粒密度(kg/m3);A为喷嘴出口截面积(m2),可通过上述含固率的计算公式得到不同工况下稠密颗粒射流的含固率值.实验中对不同颗粒粒径含固率随颗粒射流速度的变化规律进行了测量,结果如图2所示.实验结果表明,相同颗粒射流速度下,稠密颗粒射流含固率随颗粒粒径的增大而减小.

实验中采用PV6D型颗粒速度测量仪对稠密颗粒射流在喷嘴出口的截面平均速度(u0)进行测量,通过计算两通道信号互相关函数来测量颗粒运动速度.互相关函数曲线最大值处的延迟时间为τ,为被测稠密颗粒射流通过某一个固定距离l=2.1 mm的时间,通过V=l/τ可得颗粒在这段距离内的平均运动速度,实验中测量次数不小于20次,测量误差小于5%.图1(b)为稠密颗粒射流倾斜撞击中颗粒膜上波纹传播过程的示意图.在正面示意图(yoz平面)中,通过跟踪单位时间内波峰的位移可得该位置处的波纹传播速度us;通过跟踪10个表面波纹的波峰经过同一位置处的时间,然后同一个数据点测量10次取平均值,则可得到表面波纹传播频率fs;颗粒膜在沿y轴正方向上两相邻波峰间的距离为波长λs.通过测量500张叠加的正面和侧面图片中颗粒膜形成的角度可分别得到正面扩展角(α)与侧面扩展角(β).在侧面示意图(yox平面)中,定义某位置处波峰的x坐标值为颗粒膜振荡幅度Ab;颗粒膜非轴对称振荡频率fb的测量方法与表面波纹传播频率fs的测量方法相同.本文在处理实验数据时,同一数据点重复测量10次,10次测量结果的标准方差在图中用误差棒表示.

图1 稠密颗粒射流倾斜撞击实验图 (a)流程图;(b)流场示意图Fig.1.Sketch of the experimental setup of dense granular impinging jets:(a)Flow chart;(b)flow diagram.

图2 不同颗粒粒径含固率随射流速度的变化Fig.2. Solid content of different particle diameter varies with granular jet velocity.

3 结果与讨论

3.1 稠密颗粒射流倾斜撞击运动特征

图3为不同颗粒粒径下稠密颗粒射流倾斜撞击的可视化图像.由图3可知,稠密颗粒射流倾斜撞击表现出两种形态:当颗粒粒径为82µm时,撞击后形成较平滑的颗粒膜形态,与液膜类似;当颗粒粒径为246µm时,撞击后的许多颗粒沿轴向(x方向)运动,呈现为散射形态.这是因为随着颗粒粒径的增大,颗粒射流含固率减小,单位体积内所含颗粒数目减少,颗粒运动自由程增加,颗粒间碰撞概率减小,颗粒膜形态消失[12].

图4(a)—(c)与图4(d)—(f)分别为不同颗粒射流速度下的稠密颗粒射流倾斜撞击侧面与正面的可视化图像.从图4(a)—(c)可以看出,在颗粒射流速度较小时,颗粒撞击后呈现为竖直的颗粒膜形态,几乎稳定在与两射流垂直的平面内,不发生振荡.随着射流速度的增加,颗粒膜发生弯曲、摆动,呈现非轴对称振荡.如图4(d)—(f)所示,在颗粒膜表面上可以观察到明显的波纹结构,由撞击中心沿y轴正向发展.随着射流速度的增大,由于颗粒膜发生非轴对称振荡,均匀分布的细小波纹逐渐演变为波长增大的显著波纹.

图3 稠密颗粒射流倾斜撞击流动模式可视化图像 (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.

图4 稠密颗粒射流倾斜撞击振荡模式可视化图像(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.

图5为稠密颗粒射流倾斜撞击颗粒膜正面与侧面扩展角的变化特征.结果显示,随着射流速度的增大,颗粒膜正面扩展角先增大后减小,而侧面扩展角一直增大.将图5与图4进行对比,可以发现,颗粒膜正面扩展角达到峰值时的速度与颗粒膜开始发生非轴对称振荡对应的速度基本一致.当颗粒膜发生非轴对称振荡时,颗粒除了具有沿竖直方向(yoz平面)的分速度之外,x方向也存在分速度,因此正面扩展角减小,侧面扩展角增大.从图5中还可以看出,在相同射流速度下,颗粒膜正面扩展角随颗粒粒径的减小而增大,侧面扩展角随颗粒粒径的变化不明显.这是因为随着颗粒粒径的增大,含固率降低,稠密颗粒射流撞击形态由颗粒膜逐渐向散射形态转变,颗粒也向x轴方向运动,颗粒变得分散,正面扩展角减小;对于侧面扩展角而言,改变颗粒粒径对其扩展角的影响不明显,说明射流速度对侧面扩展角的影响大于颗粒粒径对其的影响.

图5 扩展角随射流速度变化特征 (a)正面扩展角;(b)侧面扩展角Fig.5.Variation of opening angles with velocities from the front view(a)and the side view(b).

3.2 稠密颗粒射流倾斜撞击颗粒膜动态特征及影响因素

从图4(a)—(c)中可以看出,颗粒膜非轴对称振荡由撞击点处产生,沿着y轴距离的增大,其振幅逐渐增大.在靠近撞击点处,颗粒膜振幅较小,统计困难;在距离撞击点较远处,颗粒膜上的颗粒发生散射,其振幅较难清晰分辨,统计误差较大,因此选取y/D=4作为特征位置对颗粒膜的非轴对称振荡进行表征.图6为稠密颗粒射流倾斜撞击颗粒膜侧面y/D=4处的非轴对称振荡频率和无量纲振荡幅度(Ab/D)随射流速度的变化特征.从图6中可以看出,随着射流速度的增加,颗粒膜振荡频率与无量纲振荡幅度均增大;随着颗粒粒径的增大,颗粒膜非轴对称振荡频率减小,无量纲振荡幅度增大;颗粒膜进行准周期的非轴对称振荡.

图6 y/D=4处颗粒膜振荡频率和无量纲振荡幅度随射流速度变化特征(a)振荡频率;(b)无量纲振荡幅度Fig.6. Variation of oscillation amplitude and frequency with velocity at y/D=4:(a)Oscillation frequency;(b)non-dimensional oscillation amplitude.

图7展示了颗粒膜表面波纹无量纲传播速度沿径向的变化特征.可以看出,稠密颗粒射流倾斜撞击表面波纹的无量纲传播速度沿y轴正向距离的增大而增大,并且颗粒膜表面波纹传播速度与射流速度之比(us/u0)在0.7—0.9之间.这是因为在此速度(u0>3.62 m/s)下,颗粒膜发生非轴对称振荡,所测得的表面波纹速度为颗粒流在y方向的分速度,因此二者速度比小于1,而撞击后在重力的加速作用下,表面波纹速度沿y轴正向距离增大.钱文伟等[16]发现稠密颗粒射流撞壁实验中表面波纹速度与射流速度之比约为0.4,这是由于撞壁过程中颗粒间非弹性碰撞更加频繁,速度耗散较大,同时颗粒间基本无相互作用力,且波纹传播方向与重力方向垂直,因此随着径向距离的增大,表面波纹速度基本保持不变.黄国锋[23]发现液膜表面波纹的无因次传播速度在0.7—0.9之间,呈现逐渐减小的趋势.这是因为撞击之后液膜主要受到表面张力的影响,表面张力促使液膜收缩,阻碍波纹传播.

图7 表面波纹无量纲速度沿y轴正向变化特征Fig.7.Variation of the non-dimensional velocity alongy direction.

由图8(a)可以看出,稠密颗粒射流倾斜撞击产生的表面波纹频率随径向距离的增大而减小,相同位置处,射流速度越大,表面波纹频率越大.与射流速度相比,颗粒粒径对表面波纹频率的影响不显著.由图8(b)可知,颗粒膜表面波纹的波长随径向距离和射流速度的增大而增大.同时在颗粒膜表面波纹传播过程中观察到了颗粒膜波纹的叠加现象,并且波纹叠加现象在时间和空间位置上存在明显的偶然性和随机性,这与黄国锋等[24]发现的液膜上波纹的融合现象相似.颗粒膜上波纹的运动属于非稳态运动,波纹的运动速度存在瞬时波动性,这是导致波纹叠加的主要原因.如图9所示,该现象使得颗粒膜表面波纹频率随着径向距离的增大而减小,波长随着径向距离的增大而增大.

图8 表面波纹频率及无量纲波长沿径向变化特征 (a)表面波纹频率;(b)无量纲波长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.

图9 Dp=82µm,u0=3.87 m/s,xp=0.25时颗粒膜表面波纹叠加过程Fig.9.Merging process of surface waves at Dp=82µm,u0=3.87 m/s,xp=0.25.

4 讨 论

实验中,在喷嘴出口观察到了明显的射流不稳定性现象,并且随着储料罐内空气压力的增大,颗粒射流速度增大,气固不稳定增强,射流不稳定性也增强.定义颗粒射流流量脉动频率fj为单位时间内喷嘴出口处颗粒射流由于不稳定性发生收缩或摆动的次数,如图10所示,将喷嘴出口射流流量脉动频率与y/D=4处颗粒膜非轴对称振荡频率进行对比,发现fb/fj大约为1,表明由气固不稳定性引起的喷嘴出口射流脉动是颗粒膜发生非轴对称振荡的关键因素.从图10中可以看出,随着射流速度的增大,气固不稳定性增强,射流脉动频率逐渐增大,因此颗粒膜发生非轴对称振荡的频率也增大.而在稠密颗粒射流撞击圆形壁面的实验研究中,认为颗粒膜上表面波纹的产生源于颗粒射流振荡不稳定性[18],其表面波纹频率主要受到射流不稳定频率的影响.由图8可知,颗粒膜表面波纹频率大于射流流量脉动频率,因为颗粒膜表面波纹既受喷嘴出口射流流量脉动的影响,也受到撞击不稳定性的影响[25].

图10 Dp=82µm射流流量脉动频率与颗粒膜振荡频率的对比Fig.10.Comparison the pulsation frequency of the granular jet with oscillation frequency of the granular fi lm at Dp=82µm.

5 结 论

采用高速摄像仪对稠密颗粒射流倾斜撞击过程进行了实验研究,刻画了稠密颗粒射流倾斜撞击的类流体颗粒膜现象,揭示了颗粒膜形成非轴对称振荡的原因.得到以下主要结论:

1)稠密颗粒射流倾斜撞击主要呈现两种不同的形态,当颗粒粒径较小时,稠密颗粒射流倾斜撞击呈现类液体颗粒膜形态;随着颗粒粒径的增大,含固率减小,单位体积内所含颗粒数目减少,颗粒运动自由程增加,颗粒间碰撞概率减小,颗粒膜形态消失,形成散射形态;

2)随着射流速度的增大,颗粒膜出现非轴对称振荡,颗粒膜表面出现波纹结构;颗粒膜的非轴对称振荡频率和振荡幅度随射流速度的增大而增大;当颗粒粒径与射流速度保持不变时,沿着传播方向的距离增大,表面波纹传播速度略微增大,且us/u0在0.7—0.9之间;因为波纹间存在叠加现象,沿着传播方向,其表面波纹波长增大,波纹频率降低;

3)稠密颗粒射流撞击形成非轴对称振荡的主要因素是喷嘴出口由气固不稳定性引起的射流流量脉动,射流流量脉动频率与颗粒膜的非轴对称振荡频率基本相当,而颗粒膜表面波纹的形成原因较复杂,受到喷嘴出口射流流量脉动和撞击不稳定性的双重影响.

[1]Wu Y 2001Chem.Indus.Eng.Prog.11 8(in Chinese)[伍沅2002化工进展 11 8]

[2]Guo Q H,Yu G S,Wang F C,Wang Y F,Dai Z H 2017XIAO Danfei4 1(in Chinese)[郭庆华,于广锁,王辅臣,王奕飞,代正华2017氮肥与合成气4 1]

[3]Liang T,Bai J,Zhang L,Chang C,Fang S H,Han X L 2016Petrochem.Technol.3 360(in Chinese)[梁腾波,白净，张璐，常春，方书起，韩秀丽 2016石油化工 3 360]

[4]Liu H J,Zou C,Tian Z W,Zheng C G 2008J.Huazhong Univ.Sci.Technol.(Natural Science Edition)5 106(in Chinese)[刘红娟,邹春,田智威,郑楚光2008华中科技大学学报:自然科学版5 106]

[5]Sun Z G,Li W F,Liu H F,Yu Z H 2009Chem.Reaction Engineer.Technol.2 97(in Chinese)[孙志刚,李伟锋,刘海峰,于遵宏2009化学反应工程与工艺2 97]

[6]Sun Z G 2009Ph.D.Dissertation(Shanghai:East China University of Science and Technology)(in Chinese)[孙志刚2009博士学位论文(上海:华东理工大学)]

[7]Xu H,Zhao H,Zheng C 2014Chem.Eng.Process.Process Intensify76 6

[8]Du M,Hao Y L,Liu X D 2009CIESC J.60 1950(in Chinese)[杜敏,郝英立,刘向东 2009化工学报 60 1950]

[9]Du M,Zhao C,Zhou B 2011Chem.Eng.Sci.66 4922

[10]Liu X,Chen Y,Chen Y 2014Chem.Eng.Process.Process Intensify79 14

[11]Cheng X,Varas G,Citron D,Jaeger H M,Nagel S R 2007Phys.Rev.Lett.99 188001

[12]Cheng X,Gordillo L,Zhang W W,Jaeger H M,Nagel S R 2014Phys.Rev.E89 042201

[13]Johnson C G,Gray J M N T 2011J.Fluid Mech.675 87

[14]Boudet J F,Amaroucheme Y,Bonnier B,Kellay H 2007J.Fluid Mech.572 413

[15]Boudet J F,Amaroucheme Y,Bonnier B,Kellay H 2005Europhys.Lett.69 365

[16]Qian W W,Li W F,Shi Z H,Liu H F,Wang F C 2016Acta Phys.Sin.65 214501(in Chinese)[钱文伟,李伟锋,施浙杭,刘海峰,王辅臣2016物理学报 65 214501]

[17]Shi Z H,Li W F,Qian W W,Wang F C 2017Chem.Eng.Sci.62 1

[18]Shi Z H,Li W F,Liu H F,Wang F C 2017AIChE J.63 3276

[19]Huang Y J,Chan C K,Zamankhan P 2010Phys.Rev.E82 031307

[20]Ge W,Chen F,Gao J 2007Chem.Eng.Sci.62 3346

[21]O’Rourke P J,Snider D M 2010Chem.Eng.Sci.65 6014

[22]Ellowitz J 2016Phys.Rev.E93 012907

[23]Huang G F 2014M.S.Dissertation(Shanghai:East China University of Science and Technology)(in Chinese)[黄国锋2014硕士学位论文(上海:华东理工大学)]

[24]Huang G F,Li W F,Tu G Y 2014CIESC J.10 3789(in Chinese)[黄国峰,李伟锋,屠功毅 2014化工学报 10 3789]

[25]Li W F,Yao T L,Liu H F,Wang F C 2011AIChE J.57 1434