穩渦內構件對旋風分離器內流場和性能的影響

沈 聰，董振洲，王佳音，楊景軒，郝曉剛

(太原理工大學 化學化工學院，太原 030024)

高效率和低壓降一直是旋風分離技術開發追求的目標。隨著持續不斷的改進，現代高效旋風分離器已能基本除凈粒徑大于10 μm的顆粒，但對于5 μm以下的超細顆粒的捕集能力仍需進一步挖掘。目前，國內外學者通過實驗和數值模擬的方法對旋風分離器內顆粒運動進行研究，發現排塵口顆粒返混夾帶現象是超細顆粒逃逸的主要因素之一。因此，深入地認識顆粒的返混夾帶現象對旋風分離器結構參數的設計優化具有十分重要的意義。

黃學東[1]通過實驗方法研究顆粒返混夾帶問題，發現顆粒返混夾帶主要影響內旋流區域的顆粒濃度，內旋流對返混顆粒具有一定的二次分離作用。韓恒標等[2]通過實驗方法研究了PSC型旋風管排塵錐內顆粒濃度分布，發現開縫的排塵結構具有二次分離作用。萬古軍等[3]、薛小虎等[4]、宋健斐等[5]從數值計算的角度去研究顆粒返混問題，發現排塵口附近存在明顯的顆粒返混。孫濤[6]通過實驗回歸分析得到灰斗返混量的計算公式，計算得到的總效率與實驗得到的總效率誤差在0.79%以內。上述研究揭示了影響顆粒返混的因素，但并未說明顆粒返混的形成原因。祝華騰等[7]對不同結構的旋風分離器二次渦的數值模擬和分析發現排塵口處的局部旋渦流動會對顆粒返混產生影響。元少昀等[8]、吳小林等[9]通過實驗研究發現旋進渦核現象能夠引起這種局部流動。旋風分離器全空間內都存在旋進渦核現象，但渦核的運動頻率會隨軸向位置而變化，并在排塵口達到最大[9-11]。因而，旋進渦核會將部分已被壁面捕集的顆粒重新帶入內旋流，造成大量顆粒的返混逃逸[12]。KOSAKI et al[13]通過實驗及CFD模擬的方法發現在分離器內部加入穩渦桿或在排塵口下方加入圓錐能夠穩定旋風分離器內部流場，從而提高分離效率。吳小林等[14-15]、YOSHIDA et al[16-18]通過對相似內構件的實驗與模擬研究，也得到類似觀點。雖然眾多學者發現了旋進渦核的旋轉特性與顆粒返混存在聯系，但是至今還鮮少有對于兩者之間定量關系的研究。因此，深入研究渦核的旋轉特性與顆粒返混的定量關系成為本文重點。

為了研究渦核的旋轉特性與顆粒返混的定量關系需要排除旋風分離器的基本結構參數對渦核旋轉特性的影響。通過KOSAKI et al[13]的研究發現，內構件能夠有效地改變渦核的旋轉特性。所以筆者選用圓錐作為穩渦內構件，通過對比在不同入口氣速下有無圓錐的兩個尺寸旋風分離器的內流場，來揭示渦核的旋轉特性與顆粒返混的定量關系，并對分離效率和壓降進行分析。

1 模擬方法及驗證

1.1 邊界條件

求解控制方程時壓力速度耦合項采用SIMPLEC(semi-implicit method for pressure linked equations consistent)算法，壓力梯度項采用PRESTO(pressure staggering option)方法進行處理，各對流項采用QUICK(quadratic upwind interpolation of convective kinematics)差分格式。由于旋進渦核現象是隨時間變化的，采用非穩態模擬，時間步長選為2×10-4s.

入口氣體為常溫下的空氣，入口邊界條件為速度入口，分別給出垂直進入入口截面的時均速度值，速度大小分別為15，20，25 m/s，入口處設置相應的水力直徑和湍流強度。出口邊界條件設置為充分發展出口(outflow邊界條件)，為保證充分發展條件的成立，計算中將旋風分離器出口段加長。氣相流場在壁面采用無滑移邊界條件。

兩相流場模擬計算時，選用密度為2 700 kg/m3，粒徑為1 μm的顆粒，在入口處的射流源采用面源，即顆粒由入口截面上的每一個網格的中心位置射入。顆粒的入口速度設定與氣相入口速度相同；入口質量濃度取10 g/m3.

1.2 幾何模型

圖1展示了旋風分離器的基本結構型式。坐標系原點在頂板圓截面圓心處，旋風分離器的中心軸為Z軸，且方向向下為正，氣體進入旋風分離器的方向為Y軸。Type-A旋風分離器是標準平頂蝸殼式旋風分離器，其內徑為186 mm，筒體長180 mm，錐體長560 mm，矩形入口高度為110 mm，入口寬度為45 mm，排氣管直徑為90 mm，排氣管下端與入口底端平齊。Type-B旋風分離器的結構參數與Type-A旋風分離器相同，區別僅是在排塵口處增加了圓錐。采用六面體結構化網格對計算區域進行離散，為了方便網格劃分，將圓錐頂角去除，具體尺寸見圖1.

1.3 模型驗證

為了驗證計算模型的準確性，與高翠芝等[19]文中筒體直徑186 mm模型的試驗結果進行了對比，模擬模型與其試驗采用的旋風分離器模型完全相同，具體尺寸如上文所述，入口氣速為20 m/s，進行模擬。對網格數目的無關性進行驗證，通過對比筒體Z=100 mm處的速度沿徑向的分布圖，結果如圖2，綜合考慮精度和計算負荷，選取了網格數目為17萬的網格為最終的模型，計算的總網格數為170 284.

圖1 旋風分離器幾何模型

圖2 網格無關性驗證

高翠芝等[19]采用點動態壓力信號采集系統測量分離器各測點的壓力，并利用快速傅立葉變換(Fast Fourier Transform，簡稱FFT)將測量到的原始時域信號轉換成易于分析的頻域信號(信號的頻譜)，發現在分離器筒體及錐體段，分離器外旋流區壓力信號沒有明顯的主頻，而內旋流壓力信號具有150 Hz的波動頻率，因此，判定PVC的頻率為150 Hz.

本文使用相近的手段分析渦核的運動頻率。首先在排塵口截面建立一個虛擬面并監測它的面最小靜壓隨時間的變化情況，這里認為面最小靜壓點即為渦核中心點，然后將這種變化記錄下來。其次，對記錄下來的數據進行快速傅立葉變換，得到頻譜關系(如圖3)。其中有一個主峰，對應的頻率為152 Hz.模擬得到壓力頻譜特性與實驗的基本相同，僅是峰值頻率略低于實驗觀測。

此外，王璐等[20]提出利用監測面最小壓力方法可以描述出排塵口橫截面處渦核旋轉一周的時間。本文利用王璐所提出的方法得到的渦核旋轉一周的時間為0.006 8 s，與之對應的旋轉頻率為147 Hz，這與FFT得到的基本頻率152 Hz非常接近，見圖3.

圖3 模擬驗證結果圖

2 結果與討論

2.1 圓錐對切向速度與軸向速度的影響

本文通過對比在不同入口氣速下，排塵口處有無圓錐的旋風分離器分離空間的切向速度來研究圓錐的加入對切向速度的影響。圖4為Type-A與Type-B旋風分離器內流場的切向速度在不同軸向位置的分布圖。由圖可知，在整個分離空間內，Type-A與Type-B的切向速度分布曲線沿徑向基本保持一致，為明顯的雙駝峰分布，各個位置處的速度值也基本相同。但是，在接近排塵口的地方，由于圓錐的約束，Type-B中切向速度分布的對稱性明顯優于Type-A，見圖4(f).總體來說，圓錐對于分離空間中氣流的切向速度影響較小。

圖5為Type-A與Type-B在不同氣速下軸向速度分布圖，從中可以發現圓錐對于軸向速度影響主要存在于上行流中，特別是幾何中心附近上行流速減小的現象(以下簡稱為滯流現象)，而對下行氣流的軸向速度影響不明顯。觀察不同的軸向位置可以發現在筒體的幾何中心附近，Type-B的軸向速度比Type-A的大；但是觀察圖5(f)可以發現，在靠近排塵口附近的區域，Type-A與Type-B的軸向速度分布有較大的差異，Type-A軸向速度的滯留層消失，而Type-B仍存在較明顯的滯留層，且呈現較好的軸對稱性。圓錐一方面減輕了分離空間上部的滯流程度，另一方面也擴大了發生滯流現象的區域。總體來看，圓錐并未明顯改善分離空間內的軸向速度分布。

2.2 圓錐對短路流的影響

目前，國內外學者還很少研究圓錐對短路流的影響。筆者通過分析對比Type-A與Type-B的下行流量的變化來分析研究圓錐對短路流的影響。圖6為不同氣速下Type-A與Type-B的下行流量圖，從圖中可以發現，在軸向位置Z=110 mm到Z=135 mm之間，兩個分離器內的下行流量都會突然減小，而這個位置正是排氣管下放氣流短路流出分離器的位置。圓錐的加入并不會改變短路流區的大小。統計這兩個位置的下行流量之差即得到短路流量。在三個入口氣速下，Type-A的短路流量分別是0.016 69 m3/s、0.021 06 m3/s和0.026 83 m3/s，Type-B的短路流量分別是0.015 74 m3/s、0.021 33 m3/s和0.026 22 m3/s.對應入口氣速下，Type-B的短路流量與Type-A相差最多5.7%，變化很小。

圖4 Type-A與Type-B的切向速度分布圖

圖5 Type-A與Type-B的軸向速度分布圖

2.3 圓錐對旋進渦核旋轉特性的影響

對旋風分離器Type-A與Type-B進行純氣相模擬，待其流場穩定后，得到渦核擺動的云圖。圖7為20 m/s下，Type-A與Type-B的純氣相條件下的靜壓分布圖。可以看出Type-A中旋風分離器的旋渦尾端已經進入到了料腿中部，并且產生了很明顯的擺尾現象；而Type-B的旋進渦核由于受到了圓錐的阻礙作用，無法進入料腿中，并且渦核尾端被牢牢固定到了圓錐上方，看不到明顯的渦核擺尾現象。

在純氣相流場的基礎上對兩種旋風分離器內的氣固兩相流動進行模擬。計算過程中隨時監測排氣管出口的顆粒濃度，取濃度穩定之后2 s內的流場數據分析氣固兩相流場的非穩態性及顆粒捕集情況。

圖6 Type-A與Type-B的下行流量圖

圖7 純氣相條件下的Y=0截面靜壓分布圖

圖8為Type-A與Type-B在氣固兩相下的靜壓云圖。對比圖7與圖8可以發現，Type-A的兩幅靜壓云圖在插入管與分離空間差異較小，但是在排塵口與料腿處有較為明顯的差異。在純氣相條件下，Type-A中的旋進渦核已經進入到料腿中，但是加入顆粒后可以明顯發現它的自然旋風長變短了。

圖8 氣固兩相共存穩定的Y=0截面的壓力云圖

同時，觀察Type-B可以明顯發現，加入圓錐后通入顆粒基本不會對自然旋風長造成影響，其旋進渦核依舊是被牢牢地固定在圓錐的上方。圓錐對于自然旋風長的影響很大。

圖9 氣固兩相下排塵口截面渦核旋轉特性圖

2.4 渦核旋轉特性對顆粒返混夾帶率的影響

上文所開展的流場分析表明，圓錐的加入主要改變了旋進渦核的運動特性，而對各個分離效率理論模型所關注的外旋流區域的影響很有限。因此，有圓錐和無圓錐兩種結構的捕集效率和顆粒逃逸情況的差別主要歸因于旋進渦核特性的差別。由于短路流也會攜帶部分顆粒逃逸，因此，在旋風分離器的排氣管正下方設置了如圖10所示的監測面，分別統計短路流攜帶的顆粒(短路逃逸率)和上行氣流夾帶逃逸的顆粒(返混夾帶率)。結果如表1所示。

圖10 顆粒逃逸的類型：短路流逃逸和返混夾帶逃逸

表1 捕集效率、短路流逃逸率與返混夾帶率

從中可以看出在各個入口氣速下，Type-A的效率均遜于Type-B，加入圓錐后效率至少提高了20.9%。從顆粒逃逸情況看，圓錐的加入降低了短路逃逸的顆粒量，但影響非常有限，不足5%，而返混夾帶的顆粒量則降低了大約20%，是提升捕集效率的關鍵，與渦核在排塵口處的運動特性密不可分。分離空間所捕集的顆粒匯聚于排塵口，而此處又是整個分離空間直徑最小的部分，也是被捕集顆粒最靠近高速上行氣流的地方。渦核內的壓力是低于邊壁處的，當其靠近邊壁，在壓差作用下邊壁處的氣流匯入，部分已分離的小顆粒受氣流裹挾而進入上行流。如圖9所示，Type-A中，渦核遠離幾何中心而非常靠近邊壁，顆粒受氣流裹挾而返混的幾率大；Type-B中，渦核基本被固定在了圓錐上方，偏心幅度被極大的削弱，氣流裹挾顆粒進入上行流的幾率降低，另外，渦核旋轉頻率的降低意味著相同時間內渦核與壁面的接觸減少，也有利于削弱顆粒因氣流夾帶而返混。

2.5 圓錐對壓降的影響

壓降是旋風分離器的另一性能指標，小壓降意味著能量的節約。本文通過讀取入口截面中心點和出口截面中心點的靜壓值，以兩者的差作為旋風分離器的壓降，結果如圖11.從圖中可以看出，隨著氣速的增大，壓強呈線性增大的趨勢，但是Type-A和Type-B的壓降差值并不大，最大不超過200 Pa，不足壓降的0.5%.因此，圓錐結構的加入在增加旋風分離器效率的同時并不會消耗額外的能量。

圖11 兩種結構的壓降對比

3 結論

本文采用數值模擬方法研究了排塵口加入小圓錐對旋風分離器內流場與顆粒返混的影響，得到如下結論：

1) 排塵口處安放的圓錐可以改善其附近氣流切向和軸向速度沿徑向分布的對稱性，但對分離空間大部分區域內氣流的分布影響很小。

2) 在旋風分離器的排氣管下方存在的氣流短路逃逸現象不會因圓錐的加入而明顯變化，相應的，顆粒隨短路氣流逃逸情況并沒有明顯改善。

3) 圓錐能夠很好地抑制渦核偏離分離器幾何中心的現象，降低已分離顆粒在氣流裹挾下進入高速上行流的幾率。相比未安裝圓錐的結構，分離效率提升20%以上，同時壓降沒有明顯增加。