王奎，劉雪晴，魯錄義

(華中科技大學(xué)能源與動(dòng)力工程學(xué)院,武漢市 430074)

提高燃煤超細(xì)顆粒物聚并效率的撞擊流場(chǎng)仿真

王奎，劉雪晴，魯錄義

(華中科技大學(xué)能源與動(dòng)力工程學(xué)院,武漢市 430074)

采用顆粒物聚并的方法可以有效地減少燃煤電廠超細(xì)顆粒物排放，對(duì)于超細(xì)顆粒物的聚并過程，增加微顆粒的停留時(shí)間可顯著提高微顆粒物的聚并效率。提出改進(jìn)型撞擊流應(yīng)用于聚并反應(yīng)器，并改進(jìn)了傳統(tǒng)的撞擊流流型以提高微顆粒的停留時(shí)間。氣固兩相流數(shù)值仿真研究結(jié)果表明，與傳統(tǒng)的撞擊流相比，改進(jìn)的撞擊流在聚并反應(yīng)器中能擴(kuò)大超細(xì)顆粒在流場(chǎng)中的活動(dòng)范圍，并能極大地增加超細(xì)顆粒在流場(chǎng)中的停留時(shí)間，可顯著提高燃煤超細(xì)顆粒物的聚并效率。

超細(xì)顆粒物；聚并；撞擊流；停留時(shí)間

0 引 言

燃煤發(fā)電大氣污染物排放是超細(xì)顆粒物主要來(lái)源之一，有效脫除大氣污染物中超細(xì)顆粒物是實(shí)現(xiàn)燃煤發(fā)電清潔運(yùn)行的一個(gè)重要減排措施。燃煤發(fā)電處于我國(guó)發(fā)電領(lǐng)域的主導(dǎo)地位，研究燃煤發(fā)電機(jī)組的高效減排措施，具有重要的現(xiàn)實(shí)意義。

對(duì)燃煤電廠電除塵器前后細(xì)灰組成情況的研究發(fā)現(xiàn)[1]，除塵前粉塵中大顆粒占大多數(shù)，PM10和PM2.5占總灰百分比僅為39.35%和2.42%，除塵后PM10和PM2.5占總灰百分比高達(dá)92.47%和35.56%，傳統(tǒng)除塵器對(duì)細(xì)灰捕集效率不高[2]。顆粒物聚并技術(shù)是控制超細(xì)顆粒粉塵排放的有效方法，按聚并機(jī)理的不同，聚并器內(nèi)超細(xì)顆粒物的聚并形式主要有熱聚并、庫(kù)侖聚并、布朗聚并和湍流聚并等[3]。在眾多團(tuán)聚方法中，湍流聚并相對(duì)其他幾種方法操作相對(duì)簡(jiǎn)單適于大規(guī)模推廣，且若能將湍流方法與其他聚并方法聯(lián)合使用，可能會(huì)使除塵效果更佳。

Friedlander[4]等的實(shí)驗(yàn)證實(shí)，超細(xì)顆粒物在湍流射流中有顯著的聚并行為，而且聚并的顆粒會(huì)隨著碰撞的發(fā)生而長(zhǎng)大。劉忠[5]等人構(gòu)建了湍流聚并器內(nèi)超細(xì)顆粒物聚并模型，采用FLUENT軟件對(duì)聚并情況進(jìn)行了數(shù)值模擬，證明流速增大，聚并效果增強(qiáng)，但是流速同聚并效果之間并不是簡(jiǎn)單線性關(guān)系。

還有相關(guān)聚并研究表明，增加氣體的平均流速或顆粒的停留時(shí)間[6]可以使飛灰細(xì)微粒子聚并脫除效率提高[7]。然而，氣體的流速和顆粒的停留時(shí)間不可能同時(shí)增加，受聚并反應(yīng)器空間限制，為了保證顆粒停留時(shí)間不得不減少氣體流速。

撞擊流是前蘇聯(lián)學(xué)者Elperin[8]提出的，它是指兩股或者多股工質(zhì)相向運(yùn)動(dòng)，氣流在撞擊面上軸向速度趨于0并轉(zhuǎn)化為徑向流動(dòng)。王洪福[9]通過對(duì)非對(duì)稱高速撞擊流反應(yīng)器內(nèi)流動(dòng)特性的實(shí)驗(yàn)研究發(fā)現(xiàn)兩入口流速比的改變將影響撞擊區(qū)域湍流動(dòng)能和撞擊面的位置。研究表明[10-13]在撞擊流中顆?？山鍛T性滲入反向氣流，隨后又被反向加速并滲入原來(lái)氣流，故顆粒在撞擊流中可以獲得相對(duì)較長(zhǎng)的停留時(shí)間，但由于顆粒在反向運(yùn)動(dòng)的過程中受到流體阻力，顆粒無(wú)法充滿整個(gè)流動(dòng)區(qū)域，因此顆粒的有效混合區(qū)域和停留時(shí)間受限。

基于撞擊流的以上特點(diǎn)，本文提出改進(jìn)型撞擊流應(yīng)用于聚并反應(yīng)器，并對(duì)傳統(tǒng)撞擊流進(jìn)行改進(jìn)，進(jìn)一步增加顆粒的停留時(shí)間。并以氣固兩相撞擊流反應(yīng)器為對(duì)象，對(duì)撞擊流流場(chǎng)中單顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡和停留時(shí)間進(jìn)行仿真研究。

1 數(shù)學(xué)模型

撞擊流反應(yīng)器裝置包括2個(gè)反向噴嘴和上下開口的碰撞室組成，如圖1所示。

圖1 計(jì)算域示意圖

1.1 氣體控制方程

為了簡(jiǎn)化計(jì)算，假設(shè)入口處的空氣為不可壓縮氣體，并且忽略重力的影響。流體滿足質(zhì)量守恒方程、動(dòng)量守恒方程。

任何形式的流動(dòng)都滿足質(zhì)量守恒方程，其微分形式為

(1)

對(duì)撞擊流反應(yīng)器的流體視為不可壓縮流體，沒有源項(xiàng)，所以其質(zhì)量守恒方程為

(2)

動(dòng)量守恒定律也是任何流動(dòng)系統(tǒng)都必須滿足的基本定律。該定律可表述為：微元體中流體的動(dòng)量對(duì)時(shí)間的變化率等于外界作用在該微元體上的各種力之和，其動(dòng)量方程為

(3)

式中：p為靜壓；τij為應(yīng)力張量(τij是微元體表面上的粘性應(yīng)力的分量)；ρgi和Fi分別為i方向上的重力體積力和外部體積力(如離散相相互作用產(chǎn)生的升力)。Fi包含了其他的模型相關(guān)源項(xiàng)，如多孔介質(zhì)和自定義源項(xiàng)。

為了便于分析，忽略重力的影響且沒有源項(xiàng)，所以動(dòng)量方程為

(4)

湍流模型采用RNGk-ε模型[14-15]，其與標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型相比，RNGk-ε模型通過修正湍動(dòng)黏度，考慮了平均流動(dòng)中旋轉(zhuǎn)和旋流流動(dòng)的情況，這一點(diǎn)與撞擊流氣體由軸向轉(zhuǎn)變成徑向運(yùn)動(dòng)相符合。

1.2 顆?？刂品匠?/p>

顆粒的運(yùn)動(dòng)采用牛頓第二定律模擬。其運(yùn)動(dòng)通常包括平移運(yùn)動(dòng)和轉(zhuǎn)動(dòng)，所受作用力平衡方程為：

(5)

(6)

本文主要研究單個(gè)細(xì)顆粒的運(yùn)動(dòng)，故不用考慮顆粒間的接觸模型。岑可法[16]給出了壓力梯度和Saffman升力的數(shù)量級(jí)非常低的結(jié)論，即使在非等溫流場(chǎng)中，細(xì)顆粒物的重力也大出熱泳力很多，PM10粒徑范圍內(nèi)的顆粒的Magnus力均與重力處于相同數(shù)量級(jí)，由于邊界層升力的存在導(dǎo)致顆粒很難沉積在壁面，一般情況下，主流區(qū)域的速度梯度并不明顯，所以在主流區(qū)域中忽略升力的影響。綜上所述，在撞擊流反應(yīng)器中本文主要考慮顆粒所受曳力的作用，而忽略[17]熱泳力、Saffman升力和Magnus力對(duì)顆粒運(yùn)動(dòng)的影響。

因此在本文中FD即為顆粒所受的曳力，其表達(dá)式為

(7)

(8)

式中：μ為流體動(dòng)力粘度；α為空隙率。曳力系數(shù)CD可采用如下的表達(dá)式：

(9)

1.3 邊界條件與初始條件

表1為撞擊流反應(yīng)器的幾何尺寸。為了增加顆粒的停留時(shí)間，本文在傳統(tǒng)撞擊流的基礎(chǔ)上對(duì)入口邊界條件進(jìn)行了改進(jìn)。兩股流體均呈一定的規(guī)律變化，變化時(shí)保持兩股流體的平均流速與傳統(tǒng)撞擊流流速相同。如圖2所示，工況1為傳統(tǒng)標(biāo)準(zhǔn)工況，噴嘴兩側(cè)采取恒定速度0.2 m/s進(jìn)入；工況2為改進(jìn)后工況，流速在1個(gè)周期內(nèi)(2 s)的入口速度呈三角形變化，工況2中的ul和ur分別為噴嘴左右兩側(cè)氣流速度。2種工況在1個(gè)周期進(jìn)口流體的質(zhì)量流量是相等的。

表1 撞擊流反應(yīng)器主要參數(shù)

Table 1 Main parameters in impinging stream reactor

mm

假定顆粒為嚴(yán)格的球形，其材料為飛灰粒子，撞擊流所選取的工質(zhì)為空氣，顆粒與撞擊流反應(yīng)器壁面碰撞也進(jìn)行較為理想的簡(jiǎn)化處理，即完全彈性碰撞。細(xì)顆粒均為球形顆粒，粒徑大小為10 μm，密度為1 400 kg/m3，靜止置于2個(gè)入口，由兩端噴嘴中心軸線方向噴入反應(yīng)器。

為了驗(yàn)證網(wǎng)格的獨(dú)立性，分別采用14 268、16 468、36 888和64 528網(wǎng)格數(shù)量進(jìn)行流場(chǎng)模擬。結(jié)

圖2 氣流入口速度變化

果發(fā)現(xiàn)網(wǎng)格數(shù)量為16 468、36 888和64 528的計(jì)算氣流在反應(yīng)器上部的出口速率之差小于5%。所以為了節(jié)約模擬計(jì)算時(shí)間，本文所有工況計(jì)算均采用數(shù)量為16 468網(wǎng)格模型。

2 流場(chǎng)相關(guān)計(jì)算

2.1 撞擊流的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)

在撞擊流反應(yīng)器中，兩相向的氣流從噴嘴端進(jìn)入碰撞室，工況1中第2 s時(shí)刻的流場(chǎng)速度云圖如圖3所示，可以看出流場(chǎng)關(guān)于容器中心軸向?qū)ΨQ。在圖3中，我們可以將整個(gè)流場(chǎng)分為4部分，即入口區(qū)、撞擊區(qū)、漩渦區(qū)和出口區(qū)，其撞擊流的撞擊面位于反應(yīng)器的幾何中心。

圖3 工況1條件下氣流速度云圖

與工況1類似，工況2的速度云圖同樣分為入口區(qū)、撞擊區(qū)、漩渦區(qū)和出口區(qū)，但其撞擊流中心面不再固定在反應(yīng)器的幾何中心，并且每時(shí)每刻都在變化。工況2下不同時(shí)刻撞擊流的流場(chǎng)速度云圖如圖4—6所示。

圖4 工況2條件下0.8 s時(shí)的速度云圖

圖5 工況2條件下1.4 s時(shí)的速度云圖

圖6 工況2條件下1.8 s時(shí)的速度云圖

工況2條件下氣流入口速度采用三角變化進(jìn)入，從圖4—6可以看出與工況1相比，撞擊面不再固定在幾何模型中心處，而是偏向速度較小的一側(cè)，并隨著時(shí)間的推移逐漸向入口速度較大的一側(cè)移動(dòng)。

2.2 撞擊面的位置變化

在工況1中，入口氣流沒有發(fā)生偏移情況下，撞擊流的中心面固定在撞擊流反應(yīng)器的幾何中心，沒有發(fā)生任何位移變化。而特殊工況2的兩入口氣流速度不相等，且為動(dòng)態(tài)變化，故導(dǎo)致撞擊流反應(yīng)器中的撞擊面位置不再固定在幾何中心，工況2下的撞擊面位置隨時(shí)間的變化如圖7所示。

圖7 撞擊面位置變化

從圖7可以看出，計(jì)算周期為2 s，撞擊面在9 s內(nèi)的變化規(guī)律。工況2的撞擊面不再位于x=0面，而是在x=0面附近來(lái)回波動(dòng)。在0～2 s的撞擊流第1個(gè)計(jì)算周期內(nèi)，由于撞擊流并未充分發(fā)展，撞擊面變化與后面相比，左右振幅有明顯的差別。在后面計(jì)算周期，撞擊流充分發(fā)展后，撞擊面在每個(gè)周期的變化規(guī)律近乎相同，左右振幅相差很小。由于工況1采用恒定流速0.2 m/s進(jìn)入撞擊流反應(yīng)器，撞擊面固定在幾何中心。工況2采用動(dòng)態(tài)變化速度進(jìn)入反應(yīng)器，1個(gè)周期的平均速度仍為0.2 m/s，其撞擊面的位置變化規(guī)律與入口動(dòng)態(tài)速度變化關(guān)系密切，在1個(gè)周期的平均位移為x=0。

3 撞擊流顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡變化

3.1 標(biāo)準(zhǔn)工況1

在工況1中，氣流入口速度恒為0.2 m/s，顆粒先開始被氣流加速到撞擊面，進(jìn)而進(jìn)入反向氣流做減速運(yùn)動(dòng)，減速至0后被反向氣流加速到撞擊面，繼而滲入原先的氣流做減速運(yùn)動(dòng)，減速至0后又被原先的氣流加速，又加速到撞擊面。與此同時(shí)，顆粒的徑向速度也逐漸增大，繼而離開撞擊區(qū)。由于徑向速度的增加而被氣流帶出撞擊區(qū)，而導(dǎo)致顆粒進(jìn)行的相關(guān)反應(yīng)并不充分。通過前面分析可知，兩端顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡是關(guān)于撞擊面對(duì)稱的，圖8給出了一組顆粒在工況1下的運(yùn)動(dòng)軌跡，總共計(jì)算了顆粒在2.0 s內(nèi)的運(yùn)動(dòng)情況，此過程中顆粒運(yùn)動(dòng)路程有限而過早離開撞擊區(qū)，導(dǎo)致強(qiáng)化過程不充分。顆粒從噴口進(jìn)入反應(yīng)器越過其中心軸線隨后運(yùn)動(dòng)到距離進(jìn)口0.113 m處開始反向運(yùn)動(dòng)，因此顆粒在x方向運(yùn)動(dòng)的最遠(yuǎn)距離即反向振幅為0.113 m。通過計(jì)算得出的數(shù)據(jù)可知顆粒在1.405 s時(shí)會(huì)運(yùn)動(dòng)到容器下方出口處，顆粒從噴口進(jìn)入到容器直到從下方離開反應(yīng)器所需的時(shí)間為停留時(shí)間，即1.405 s，其整個(gè)過程運(yùn)動(dòng)軌跡如圖8所示。

圖8 顆粒在工況1下的運(yùn)動(dòng)軌跡

3.2 改進(jìn)型工況2

工況2的顆粒運(yùn)動(dòng)行為基本與工況1相一致，如圖9所示。不同的是流場(chǎng)的變化，對(duì)于從左側(cè)噴口進(jìn)入反應(yīng)器的顆粒，撞擊面的移動(dòng)使得顆粒滲入反向氣流中減速效果明顯加強(qiáng)，顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡延長(zhǎng)，傳熱傳質(zhì)和混合區(qū)域都增大，增加了顆粒在撞擊流反應(yīng)器的最有效的活性時(shí)間。同理，對(duì)于從右側(cè)進(jìn)入噴口的顆粒也會(huì)有相同運(yùn)動(dòng)規(guī)律，只是時(shí)間點(diǎn)不同?？偣灿?jì)算了顆粒在4.0 s內(nèi)的運(yùn)動(dòng)情況，工況2下顆粒所運(yùn)動(dòng)的反向振幅為0.128 m，在3.914 s時(shí)顆粒運(yùn)動(dòng)到容器下方出口，顆粒的運(yùn)動(dòng)軌跡如圖9所示。由此可見，通過合理調(diào)整入口氣流流型，可實(shí)現(xiàn)兩側(cè)入口顆粒運(yùn)動(dòng)充滿新型撞擊流反應(yīng)器流場(chǎng)空間，混合區(qū)域擴(kuò)大。

圖9 顆粒在工況2下的運(yùn)動(dòng)軌跡

表2列出了2種工況下顆粒反向振幅和顆粒停留時(shí)間。

表2 兩工況下顆粒運(yùn)動(dòng)的有關(guān)參數(shù)對(duì)比

Table 2 Relevant parameters of particle motion under two conditions

通過對(duì)工況1與工況2下的顆粒運(yùn)動(dòng)軌跡進(jìn)行比較，可看出兩工況下顆粒從噴口進(jìn)入流場(chǎng)開始到顆粒從容器下方出口運(yùn)動(dòng)出流場(chǎng)這一過程中的運(yùn)動(dòng)軌跡比較相似，顆粒開始時(shí)被氣流加速到撞擊面，進(jìn)而進(jìn)入反向氣流做減速運(yùn)動(dòng)，減速至0后被反向氣流加速到撞擊面，繼而滲入原先的氣流做減速運(yùn)動(dòng)，減速至0后又被原先的氣流加速，又加速到撞擊面直至顆粒運(yùn)動(dòng)出容器下方出口。但明顯可以看出改進(jìn)后工況下的反向振幅增加，經(jīng)計(jì)算可得增加的幅度為13.27%，停留時(shí)間相應(yīng)也得到大幅度增加，增幅達(dá)到178.58%。

4 結(jié) 論

本文采用氣固兩相流模擬的方法研究撞擊流反應(yīng)器中顆粒的運(yùn)動(dòng)，得出的主要結(jié)論如下。

(1)采用將恒定入口流型改變?yōu)檫M(jìn)口速度動(dòng)態(tài)變化的流型，顆粒的活動(dòng)范圍得到了有效的加強(qiáng)，其在流場(chǎng)中的停留時(shí)間也得到了較大幅度的增加，合理調(diào)整流速和流型可以使顆粒的運(yùn)動(dòng)區(qū)域擴(kuò)大甚至充滿整個(gè)流場(chǎng)空間。

(2)當(dāng)入口流速呈三角型變化時(shí)，其顆粒滲入反向氣流的范圍相對(duì)于標(biāo)準(zhǔn)工況1更大，反向振幅增加13.27%，停留時(shí)間增加178.58%。

基于本文的研究成果，建立撞擊流聚并反應(yīng)器，可以在增加氣體流速的同時(shí)保證顆粒的停留時(shí)間，必將能有效提高燃煤電廠超細(xì)顆粒物的聚并脫除效率。

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(編輯 劉文瑩)

Impinging Stream Simulation for Improving Coalescence Efficiency of Submicron Particles in Coal Combustion Process

WANG Kui, LIU Xueqing, LU Luyi

(School of Energy and Power Engineering,Huazhong University of Science and Technology, Wuhan 430074,China)

The application of particle coalescence can effectively reduce the emission of submicron particles from coal-fired power plants. During the process of submicron particles coalescence, increasing the residence time of the particles can significantly improve the efficiency of submicron particles coalescence. This paper presents a kind of improved impinging stream applied in the coalescence reactor, and improves the flow pattern of traditional impinging stream in order to increase the residence time of submicron particles. The numerical simulation results of gas-solid two-phase flow show that compared with the traditional impinging stream, in the coalescence reactor, the residence time and the activity scope of the submicron particles in the flow field has been greatly increased by the improved impinging stream, which can finally dramatically increase the efficiency of submicron particles coalescence.

submicron particles; coalescence; impinging stream; residence time

國(guó)家重點(diǎn)基礎(chǔ)研究發(fā)展計(jì)劃項(xiàng)目(2015CB251504)

TM621

A

1000-7229(2016)11-0123-06

10.3969/j.issn.1000-7229.2016.11.018

2016-07-05

王奎(1992)，男，碩士，主要研究方向?yàn)樽矒袅髁鲌?chǎng)顆粒物碰撞；

劉雪晴(1990)，女，博士，主要從事撞擊流研究工作；

魯錄義(1980)，男，講師，主要從事氣固兩相流傳熱傳質(zhì)方面的研究工作。

Project supported by the National Basic Research Program of China (973 Program)(2015CB251504)