波紋板氣液分離過程中液滴與液膜作用的動力學過程研究

樊玉光，劉家豪，袁淑霞，宋光輝，劉 濤，梁遠橋

（西安石油大學 機械工程學院，陜西 西安 710065）

氣液分離是基于慣性原理而設計的復雜多相流過程，液滴在壁面上碰撞過程決定了液滴的分離效率，液滴碰撞液膜現象廣泛存在于分離工業(yè)。在折流板氣液分離器中，當夾帶液滴的氣體進入通道時，氣體可以通過通道，而液滴將撞擊壁面，在壁面被捕獲形成液膜從壁面排出。研究液滴撞擊液膜現象不僅可以理解氣液分離過程液滴與液膜作用機理，進而控制分離過程，也對于認識液滴撞擊液膜過程的多相流體動力學機理具有重要價值。已有氣液分離研究中，假設液滴只要撞擊壁面便被捕捉并分離［1-7］，液滴與液膜的作用被忽略，液滴碰撞液膜后可能發(fā)生的二次夾帶現象無法體現。Yarin等［8-13］研究表明，當液滴以較低速度撞擊濕潤壁面時，液體以盤形形態(tài)沿壁面逐漸鋪展開；當液滴以較高的速度撞擊時，液體形成“皇冠”形的幾何體并發(fā)生破碎飛濺現象，還可能存在一個無量綱參數K，利用此參數可以判定是否發(fā)生破碎飛濺。目前，針對波紋板氣液分離中液滴與液膜作用對氣液分離效率的影響還有待進一步的研究［14-17］。

本工作采用流體體積（VOF）法對波紋板氣液分離中液滴與液膜碰撞作用進行研究，對不同質量、不同速度液滴與不同厚度液膜碰撞過程進行動力學計算，考察We與入射角和We與液膜厚度對碰撞行為的影響，得到吸收、破碎、飛濺的特性條件，為氣液分離過程液滴二次夾帶研究提供參考。

1 數值計算方法

1.1 物理模型

圖1 為單個液滴撞擊波紋板上液膜過程的模型［18］。由圖1 可知，所建立的二維計算域長為2 mm、寬為1 mm，底部為壁面邊界條件，其余邊界為大氣邊界條件。液滴及液膜的物質組成均為水。氣相密度為1.225 kg/m3，氣相動力學黏度為1.789 4×10-5Pa·s；液滴密度為998.2 kg/m3，動力學黏度為0.001 Pa·s，表面張力0.073 N/m。對液膜厚度進行無量綱化處理，得到了無量綱液膜厚度（h*），h*=h/d0，h為液滴的液膜厚度，d0為初始液滴直徑。

圖1 單液滴撞擊液膜示意圖［18］Fig.1 Schematic diagram of a single droplet impacting a liquid film［18］.

1.2 數學模型

采用Fluent 軟件進行數值計算。在對相界面追蹤的處理上，由于VOF 法［19］可以表示復雜相界面的結構和變化；在描述復雜相界面和處理三維相界面的融合與破碎問題時，VOF 法優(yōu)于其他相界面追蹤方法。在VOF 模型中，跟蹤相與相之間的界面是通過求解單相或多相的連續(xù)方程來完成的，體積分數方程不求解初始相，只給出各相體積分數當α=1 時，該網格單元內充滿目標流體；當α=0 時，該網格單元內充滿氣體；當0<α<1 時，該網格單元內包含有氣-液兩相的交界面。

1.3 網格的無關性驗證

定義液滴撞擊液膜［20-21］表面后的鋪展直徑（dt），再對液滴的dt進行無量綱化處理得到鋪展因子（a，a=dt/d0）；并引入網格特性參數（S，S=r0/L），表示網格尺寸（L）與初始液滴半徑（r0）的相對大小。圖2 為不同網格尺寸下的無量綱a值。由圖2 可知，當S為10 以上時，計算結果幾乎不受網格尺寸的影響，因此將計算模型的S選定在10。

圖2 網格無關性驗證Fig.2 Grid independence verification.

1.4 模型驗證

為驗證模型的準確性，通過數值模擬實驗工質液滴撞擊液膜與文獻［22］中實驗現象進行對比，結果見圖3。實驗中的液滴與液膜為水與70%（w）甘油的混合溶液，液滴直徑2.5 mm，工質密度1 200 kg/m3，液膜厚度為2.5 mm，液膜黏度為0.022 Pa·s，表面張力為0.039 N/m，液滴撞擊速度為5.1 m/s（We=2 010）。網格尺寸為250 μm，在液膜局部進行網格加密，最小網格尺寸為100 μm。壓力-速度耦合求解采用Fractional Step 算法，對流離散格式采用Second Order Upwind 格式。由圖3 可知，將數值模擬所得的二維圖形以圖中軸線為旋轉軸旋轉半周擴展為三維圖形，形狀與實驗結果吻合，證明了該模型的準確性。

圖3 液滴撞擊液膜現象對比Fig.3 Comparison of the droplets hitting the liquid film.

2 結果與討論

2.1 液滴垂直碰撞液膜形態(tài)發(fā)展

基于數值計算結果，分析液滴碰撞液膜后的形態(tài)發(fā)展，根據液滴碰撞液膜后產生的冠狀形狀與劇烈狀態(tài)可將液膜分為4 種典型類別：穩(wěn)定狀態(tài)下吸收、飛濺狀態(tài)下吸收、穩(wěn)定冠狀下破碎、飛濺冠狀下破碎。圖4 為每種典型狀態(tài)的相圖，選取液膜發(fā)展不同時刻（定義液滴開始的時刻為0）的圖像，更清晰地描述每種液膜形態(tài)的具體特征。第一種為穩(wěn)定狀態(tài)下吸收，由圖4（a）可知，初始液滴保持球形下落；0.32 ms 時，液滴開始碰撞液膜，由于液滴內部液體的運動速度瞬時間由垂直轉變?yōu)樗揭耗さ姆较?，液滴及液膜表面的空氣會被壓縮，因此在融合過程中空氣的壓力升高造成液滴與液膜間的間隙有少量空氣不能完全被排出；隨后0.4 ms時，液滴與液膜逐漸融合，向四周平鋪展開；到0.6 ms 時，已經完全融合展開。第二種為穩(wěn)定冠狀下破碎，由圖4（b）可知，初始液滴撞擊液膜時有少量空氣不能完全排除，由于入射速度的增大造成液滴內液體的動能增大，液滴與液膜撞擊融合向四周平鋪的同時液膜繼續(xù)下陷直到碰撞壁面向四周鋪展；當0.52 ms 時，液膜開始破碎，從中心向周圍平鋪；當0.6 ms 時，液膜已經完全破碎。第三種為飛濺狀態(tài)下吸收，由于當h*=1 時，液滴撞擊液膜無法達到此狀態(tài)，因此增大h*=1.3。由圖4（c）可知，當0.05 ms 時，液滴碰撞液膜融合，在液滴與液膜碰撞的頸部區(qū)域形成射流，射流逐漸生長形成冠狀水花，隨著冠狀液膜的生長，頂部凸起的邊緣破碎并形成小液滴飛濺到空氣中升至最高點后逐漸下落，并受水平方向慣性力向外擴張；當0.7 ms 時，冠狀結構融入液膜向外擴張并逐漸趨于穩(wěn)定。頸部射流是由于頸部液體壓力與空間空氣存在較大的壓差，使得鋪展邊緣的區(qū)域內液體足夠克服表面張力的作用，向外逐漸形成射流。第四種為飛濺冠狀下破碎，由圖4（d）可知，當0.04 ms時，液滴碰撞液膜形成射流；當0.18 ms 時，由于動能的過大，液膜撞擊壁面向四周鋪展，隨著時間的進程，鋪展半徑越來越大，趨于穩(wěn)定。

2.2 液滴傾斜碰撞液膜形態(tài)發(fā)展

液滴入射角度（β）對撞擊液膜后的形態(tài)有著顯著的影響。圖5 為單液滴傾斜撞擊液膜的運動形態(tài)演變過程。液滴由圖中箭頭方向射入撞擊液膜。β為液滴速度方向與水平液膜間的銳角夾角。由圖5（a）可知，由于液滴的慣性下落，液滴右側部分與液膜接觸形成頸部射流，最后趨于穩(wěn)定鋪展。而計算可知相同條件下，改變β為垂直水平液膜時，液滴及液膜撞擊后發(fā)生破碎狀態(tài)。所以改變β會令碰撞后的形態(tài)演變有著顯著的不同。由圖5（b）可知，液滴碰撞液膜在接觸時，液滴右側與液膜間形成頸部射流，射流頂部在上升時發(fā)生破裂，形成很多小液滴進入空氣中，最終由于重力的影響下落，整個液膜平鋪趨于穩(wěn)定。由圖5（c）可知，初始液滴碰撞液膜融合時有少量空氣未能及時排出，而融合后延壁面方向向四周鋪展，最終發(fā)生破碎后趨于穩(wěn)定。由圖5（d）可知，由于接觸右側頸部的壓力更大，所以形成了頸部射流，同時射流頂部發(fā)生破碎形成大量小液滴發(fā)生飛濺，液膜中心也發(fā)生破碎，向四周鋪展，最終趨于穩(wěn)定。而當入射液滴以相同的條件，僅改變β為垂直水平液膜時，液滴碰撞液膜后僅僅發(fā)生破裂，而不會發(fā)生飛濺狀態(tài)。

2.3 We 與β 對液滴撞擊液膜行為形態(tài)演變的影響

液滴碰撞液膜形態(tài)演變結果分為吸附、吸附伴隨飛濺、破碎、破碎并飛濺四類。圖6 為We，β對液滴撞擊液膜形態(tài)演變的影響。

圖4 單液滴垂直撞擊液膜四種運動形態(tài)演變過程Fig.4 Four different motion evolution processes of single droplet vertically hitting the liquid film.

圖5 單液滴傾斜撞擊液膜的運動形態(tài)演變過程Fig.5 The motion evolution process of single droplet slants on the liquid film.

由圖6 可知，β由36°增至90°時，液滴碰撞液膜形態(tài)演變分為吸附、破碎、破碎并伴隨飛濺三類。β由30°至36°時，可分為吸附、吸附并飛濺、破碎并飛濺三種形態(tài)。隨著β由90°減小至36°，液滴碰撞液膜發(fā)生吸附至破碎的臨界We增大，這是由于具有相同We的液滴由不同角度射入液膜時，入射角小的液滴垂直液膜方向的速度分量小，即垂直方向使撞擊區(qū)域下方的水體向四周鋪展的動能小，造成的水體空腔深度減小，因此由吸附變?yōu)槠扑榫托枰蟮膭幽?，即液滴具有更大的We。隨著β由90°減小至36°，由破碎變?yōu)槠扑椴w濺的狀態(tài)的臨界We逐漸減小，因為具有相同We的入射液滴的水平動能隨著角度的減小而增大，所以結果由破碎變?yōu)槠扑椴w濺的狀態(tài)的臨界We也隨之減小。當β為36°時，液滴撞擊液膜結果直接由吸附演變至破碎并飛濺，因為此時入射液滴的垂直動能剛好達到將液膜向四周鋪展直至破碎的狀態(tài)，而水平動能也剛好使得液滴與液膜接觸區(qū)域形成頸部射流，直至飛濺。當β由36°減小至30°時，液滴撞擊液膜后由吸附向吸附并飛濺的狀態(tài)演化的臨界We隨之減小，由于具有相同We的入射液滴的水平動能隨著β的減小而增大，吸附并飛濺演變?yōu)槠扑椴w濺狀態(tài)的臨界We隨之增大。

圖6 We，β 對液滴撞擊液膜形態(tài)演變的影響Fig.6 Influence of We and β on the morphological evolution of droplet hitting liquid film.

2.4 不同h*對液滴撞擊液膜行為形態(tài)演變的影響

圖7 為不同h*對液滴撞擊液膜行為形態(tài)演變的影響。由圖7 可知，這些工況下的液滴撞擊液膜結果都分為吸附、破碎、破碎并飛濺三類。h*由1.0減小到0.4 的過程中，撞擊結果由吸附轉變?yōu)槠扑樵俎D變?yōu)槠扑椴w濺的臨界We也依次減小，這是因為液滴碰撞液膜后，帶動液膜向壁面運動，當其撞擊到壁面時，液體流向突然改變?yōu)樗椒较颍瑥亩谝后w內部形成了徑向流體運動，沿徑向流動的液體推動四周靜止的液膜向外鋪展，在液滴與液膜碰撞接觸邊界由于液體內部壓力與周圍大氣壓的壓差產生射流，當射流動能過大，射流頂部會克服液體表面張力，脫離射流頂部形成飛濺。所以相同We下、h*減小時，液滴撞擊液膜更易撞擊壁面向外鋪展，發(fā)生破碎，也更容易發(fā)生飛濺。

圖7 不同h*對液滴撞擊液膜行為形態(tài)演變的影響Fig.7 Effects of different h* on the behaviors and morphological evolution of liquid droplet impinging on the liquid film.

3 結論

1）各種工況下的液滴撞擊液膜的動態(tài)結果分為吸附、吸附并飛濺、破碎、破碎并飛濺四類。在液滴撞擊液膜的過程中，液滴及液膜表面的空氣會被壓縮，以至于在融合的過程中有少量空氣初始時未被排出。在液滴撞擊液膜邊緣由于液體內部壓力大于周圍大氣壓，會形成頸部射流并發(fā)展為皇冠形水花。

2） 當0

3）在液滴以垂直液膜的速度方向碰撞液膜時，隨著h*的減小，液滴碰撞液膜的結果演變過程由吸附-破碎的臨界We依次減小，由破碎-破碎并飛濺的臨界We也依次減小。