再循環(huán)腔進口位置對超音速分離器流場影響數(shù)值分析＊

王治紅 朱 超 王小強 但小東

（1．西南石油大學(xué)

2．中國石油西南油氣田公司重慶天然氣凈化總廠綦江分廠）

井口采出的天然氣通常需經(jīng)過脫水處理以達到水露點要求。傳統(tǒng)的脫水方法［1］包括低溫法、溶劑吸收法、固體吸附法和化學(xué)反應(yīng)法等。上述脫水方法存在設(shè)備龐大、投資費用高、污染環(huán)境等缺點［2－3］。因此，具有結(jié)構(gòu)緊湊、節(jié)約成本和環(huán)境友好等優(yōu)點的超音速分離技術(shù)應(yīng)運而生。目前，對超音速分離技術(shù)的研究主要集中在基礎(chǔ)理論、結(jié)構(gòu)優(yōu)化、實驗研究等方面［4－8］。鮑玲玲 等［9］首 次 提 出 了 再 循 環(huán) 超 音 速分離管的工作原理和結(jié)構(gòu)設(shè)計，并搭建了室內(nèi)研究平臺對其分離性能進行研究，但國內(nèi)對其與傳統(tǒng)超音速分離器內(nèi)部流動特性的差異尚缺乏相關(guān)報道。因此，以某氣田天然氣為介質(zhì)，在相同的結(jié)構(gòu)尺寸下，對傳統(tǒng)超音速分離器與再循環(huán)分離器內(nèi)部流場進行對比模擬。同時，針對再循環(huán)腔不同進口位置對流場穩(wěn)定性的影響進行了分析。

1 再循環(huán)超音速分離器

再循環(huán)超音速分離器［9］主要由整流段、Laval噴管段、旋流段、再循環(huán)分離腔、擴壓段組成，如圖1所示。在超音速分離器中，氣體先在整流段整流，然后在Laval噴管中進行絕熱膨脹，由亞音速轉(zhuǎn)變?yōu)槌羲贍顟B(tài)，其溫度和壓力均迅速降低，形成有利于凝結(jié)的低溫、低壓環(huán)境，此時，天然氣中的水蒸氣等可凝成分由不飽和狀態(tài)達到過飽和狀態(tài)，自發(fā)凝結(jié)成核，形成液滴，與未凝結(jié)的氣體形成氣液混合物。氣液混合物經(jīng)過旋流分離葉片時產(chǎn)生旋流場，已凝結(jié)的液滴在離心力的作用下被甩到分離器管壁上，通過氣流的作用，使混合物中的氣相和液相在分離段發(fā)生分離。從旋流段出口分離出來的液滴帶有一部分氣體，在再循環(huán)分離腔中由于重力作用發(fā)生氣液分離，液體由液體出口排出，氣體則進入分離器，將殘存的液滴旋流分離出去。經(jīng)旋流分離后的氣體進入擴壓段，氣體壓力逐漸升高，當(dāng)?shù)竭_擴壓段出口時，氣流壓力恢復(fù)至入口壓力的70%～80%［10］。

2 數(shù)學(xué)模型與數(shù)值方法

2．1 數(shù)學(xué)模型

對天然氣混合物而言，超音速分離器內(nèi)部流場是帶有相變和激波的多組分超音速氣、液兩相流動。對于如此復(fù)雜的流體，無法完全真實地考慮所有影響因素，因此，需要對其進行簡化處理。假設(shè)天然氣氣流在噴管內(nèi)的凝結(jié)流動過程為一維等熵的可壓縮流動過程，其控制方程基本微分形式如式（1）～式（6）所示：

連續(xù)性方程：

其中

動量守恒方程：

式中，ρ為密度，kg／m3；θ為時間，s；u 為速度矢量，m／s；fB為體積力，N；μ為流體動力黏度，N·m／s2。

能量守恒方程：

式中，H為熱力學(xué)焓，J；T為熱力學(xué)溫度，K；p為壓力，Pa；λ為導(dǎo)熱系數(shù)，W／（m·K）；ST為流體的內(nèi)熱源及由于黏性作用流體機械能轉(zhuǎn)換為熱能的部分，有時簡稱黏性耗散項，J。

常用的湍流模型包括單方程（Spalart－All maras）模型、二方程模型及雷諾應(yīng)力模型和大渦模擬模型。二方程模型中的RNG k－ε模型適用于高雷諾數(shù)湍流場的求解，尤其對強旋流場有著很好的改進效果，且其計算精度既可滿足工程應(yīng)用，計算速度又能被目前的計算機所承受，因此本文中選用RNG k－ε模型進行數(shù)值計算。

RNG k－ε模型如式（5）～式（6）所示［11］：

式中，k 為湍動能，m2／s2；ε 為湍流 耗 散 率，m2／s3；μeff為擴散系數(shù)，m2／s；Gk表示由于平均速度梯度引起的湍動能產(chǎn)生；Gb是由于浮力影響引起的湍動能產(chǎn)生；YM是可壓縮湍流脈動膨脹對總的耗散率的影響；C1ε、C2ε和C3ε為經(jīng)驗常數(shù)；αk和αε為與k 和ε有關(guān)的常數(shù)。

2．2 數(shù)值方法

超音速分離器內(nèi)部流場十分復(fù)雜，因此，借助流場模擬軟件模擬亞音速、音速和超音速流動的大范圍內(nèi)復(fù)雜流場結(jié)構(gòu)的可壓縮流動［12］。流動方程采用二階迎風(fēng)格式求解，湍流模型中湍流動能方程和湍流動能耗散率方程均采用一階迎風(fēng)格式求解。

使用一階迎風(fēng)格式進行方程離散，由于上游相鄰節(jié)點比下游相鄰節(jié)點對離散區(qū)域節(jié)點的影響更強烈，在確定界面的物理量時考慮了流動方向。對于一維問題，其離散方程如下：

式中

二階迎風(fēng)格式與一階迎風(fēng)格式的相同點在于：二者都通過上游單元節(jié)點的物理量來確定控制體積界面的物理量。但二階迎風(fēng)格式不僅要用到相鄰節(jié)點的值，還要用到與相鄰節(jié)點相鄰的節(jié)點的值。同樣以一維問題為例，離散方程為：

式中

式中，下標(biāo)P表示當(dāng)前控制體積的節(jié)點；E、W分別表示東西側(cè)相鄰節(jié)點；EE、WW表示東西側(cè)相間節(jié)點；a表示節(jié)點系數(shù)；Φ表示廣義變量；D表示界面的擴散傳導(dǎo)性；F表示通過界面上單位面積的對流質(zhì)量通量。

以上公式通過考慮空間位置上的節(jié)點可推廣到多維問題。一階迎風(fēng)格式計算效率高，精度稍差，而二階迎風(fēng)格式則恰好相反。

流場計算的本質(zhì)是對離散后的控制方程組進行求解，求解方法可分為：耦合式解法（coupled method）和分離式解法（segregated method）［13］。

耦合式解法同時求解離散化的控制方程組，聯(lián)立求解出各變量。分離式解法不直接求解聯(lián)立方程組，而是順序求解各變量控制方程。當(dāng)計算中流體的密度、能量等參數(shù)存在相互依賴關(guān)系時，耦合式解法具有很大優(yōu)勢，而隱式算法主要應(yīng)用于高速可壓流動、有限速率反應(yīng)模型等。超音速分離器內(nèi)的流動是在精細網(wǎng)格上的高速可壓縮流動，因此，選用耦合隱式算法。

3 計算結(jié)果及分析

3．1 計算模型

本文所分析的再循環(huán)超音速分離器物理模型如圖1所示，主要由整流段、Laval噴管段、旋流段、再循環(huán)分離腔、擴壓段組成。Laval噴管收縮段采用Witozinsky曲線，長度為90 mm；擴張段采用直線型面，擴張角設(shè)為0．3°。旋流分離段設(shè)計為直管，長度為100 mm。擴壓段采用擴張角為4°的直線型面。再循環(huán)腔截面設(shè)計為長方形結(jié)構(gòu)，根據(jù)進口位置的不同適當(dāng)改變長度。

針對可壓縮氣體的超音速流動特性，以天然氣為流動介質(zhì)。設(shè)進口邊界為壓力入口，出口邊界為壓力出口，固體壁面采用無滑移、無滲流絕熱邊界［14］。

3．1．1 壓力入口

壓力入口邊界需指定的參數(shù)為總壓、總溫和湍流參數(shù)?？倝汉涂倻馗鶕?jù)入口條件分別設(shè)為0．84 MPa和288 K。由于湍流模型選用的是RNG k－ε模型，湍流參數(shù)指定湍流強度為0．05，其黏性比為1。

3．1．2 壓力出口

壓力出口邊界需要指定的參數(shù)為靜壓、回流總溫和湍流參數(shù)。在壓力出口邊界，設(shè)定靜壓為0．67 MPa，用于出口亞音速情況。忽略壁面散熱和其他形式的能量損失，回流總溫與入口總溫相等，湍流強度和黏性比分別設(shè)為0．025和5。

3．2 超音速分離器內(nèi)流場分布

在入口壓力為0．84 MPa、溫度為288 K、流量為40 000 m3／d的操作工況下，以某氣田天然氣為流動介質(zhì)（其原料氣組成如表1所列），基于相同的結(jié)構(gòu)參數(shù)，分別設(shè)計了常規(guī)超音速分離器和再循環(huán)超音速分離器，并對其進行穩(wěn)態(tài)數(shù)值模擬。

常規(guī)超音速分離器和再循環(huán)分離器中心軸線上的靜壓、靜溫、速度和馬赫數(shù)分布對比如圖3（a）～（d）所示。圖中橫座標(biāo)x表示分離器的軸向距離，以Laval噴管起點為坐標(biāo)原點。

表1 原料氣組成Table 1 Composition of feed gas

氣流在再循環(huán)分離器中的流動情況與常規(guī)分離器基本相同，在Laval噴管出口處馬赫數(shù)達到1．3左右，溫度為229 K，壓力0．263 MPa。與常規(guī)分離器相比，分離性能稍有提高。在擴壓段進口（0．32 m左右）產(chǎn)生激波，溫度、壓力和馬赫數(shù)發(fā)生突變。由于激波產(chǎn)生在擴壓段進口，使進入擴壓段的干氣處于亞音速，因而在擴壓段內(nèi)部實現(xiàn)壓力、溫度的回升，馬赫數(shù)下降，使各個參數(shù)達到分離器設(shè)計的預(yù)期目的。

眾所周知，激波產(chǎn)生的位置對分離器分離性能影響很大。若激波靠近喉部，可能會將超音速分離區(qū)中的超音速流均變?yōu)閬喴羲?，影響分離性能，增加能量損失。如圖3所示，常規(guī)分離器激波產(chǎn)生位置在噴管出口，旋流分離器內(nèi)馬赫數(shù)的分布為0．78～0．7，流場為亞音速，溫度發(fā)生突變（從230 K到249 K）。溫度快速上升的后果是低溫下剛凝結(jié)成核的小液滴會再次氣化，從而影響液滴的成核和分離，降低分離性能。相反，再循環(huán)分離器激波產(chǎn)生位置在擴壓段進口位置，旋流分離段內(nèi)馬赫數(shù)分布為1．27～1．2，流場始終是超音速，溫度分布在229～235 K，有利于氣體中水和重組分的冷凝分離。

3．3 再循環(huán)腔進口位置對流場的影響

再循環(huán)腔進口位置對流場的影響如圖4所示，圖中a、b、c分別為再循環(huán)腔進口位置距離Laval噴管出口位置30 mm、15 mm、0 mm時超音速分離器內(nèi)部速度云圖分布。從圖中可以看出，a、b、c在噴管出口處的速度基本相同，但在進入旋流分離段后，a中的流場出現(xiàn)劇烈波動，穩(wěn)定性最差，b稍好，c中的流場穩(wěn)定性最好。這主要是由于從再循環(huán)分離腔分離出來進入旋流段的氣體速度較低，而氣流主體速度較高，兩者混合需要時間，因此距離越長混合越充分，流場越穩(wěn)定。

流場穩(wěn)定性對分離器的分離效率有很大影響。通過圖4可以看出，隨著流場穩(wěn)定性的增加，Laval噴管內(nèi)的流場參數(shù)分布基本不受影響，分離器內(nèi)氣流經(jīng)絕熱膨脹后在噴管出口位置時已出現(xiàn)氣液混合物。因此，旋流分離段是決定分離器分離效率的關(guān)鍵。旋流分離段內(nèi)超音速流場出現(xiàn)振蕩，溫度發(fā)生波動，使有利于凝結(jié)分離的流場出現(xiàn)波動，部分已凝結(jié)的小液滴將會再次氣化，導(dǎo)致凝結(jié)分離出來的水和重?zé)N流量減少，降低分離效率。

4 結(jié)論

（1） 以某氣田天然氣為原料氣，分別對基于相同結(jié)構(gòu)尺寸的傳統(tǒng)超音速分離器和再循環(huán)超音速分離器進行了數(shù)值模擬，得到兩種分離器內(nèi)部溫度、壓力、速度和馬赫數(shù)的變化情況。結(jié)果表明：在相同的壓降下，再循環(huán)超音速分離器內(nèi)部流場分布較常規(guī)超音速分離器好。

（2） 對分離器內(nèi)激波產(chǎn)生位置的研究表明，在相同的結(jié)構(gòu)參數(shù)下，再循環(huán)超音速分離器能使激波產(chǎn)生的位置遠離喉部，使旋流分離段維持在超音速流場，有利于液滴的凝結(jié)和分離。

（3） 通過分析再循環(huán)腔不同進口位置對分離器內(nèi)部流場分布的影響得出，進口位置在Laval噴管出口時流場穩(wěn)定性較好，有利于提高分離效率。

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