蔡躍躍 ，饒永超 ，王樹(shù)立 *，葛 昊，閆 朔 ，梁 俊

（1.江蘇省油氣儲(chǔ)運(yùn)技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，江蘇 常州 213016；2.常州大學(xué)石油工程學(xué)院，江蘇 常州 213016）

隨著陸地油氣資源的枯竭，人們開(kāi)始把眼光轉(zhuǎn)向海洋資源的開(kāi)發(fā)。而深海高壓低溫的環(huán)境比陸上管線更易發(fā)生水合物堵塞問(wèn)題。海底管道天然氣水合物的防治一直是研究的熱點(diǎn)[1]。傳統(tǒng)的防治方法主要是通過(guò)破壞水合物生成所需要的溫度、壓力等相平衡條件來(lái)完全抑制水合物的生成，主要方法包括脫水、加熱、降壓、注熱力學(xué)抑制劑[2]。然而無(wú)論是物理法還是化學(xué)法都有投入大，影響環(huán)境等缺點(diǎn)[3]。挪威科技大學(xué)的Gudmundsson J S等[4]于2002年在第四屆國(guó)際天然氣水合物大會(huì)上提出了天然氣水合物冷流體輸送技術(shù)的概念，天然氣水合物可在冷流管道（無(wú)保溫層并且不加熱的裸管，國(guó)內(nèi)習(xí)慣上將此類管道稱為等溫輸送管道）內(nèi)以漿液的形式存在并正常流動(dòng)而不會(huì)發(fā)生水合物沉降或堵塞。孫長(zhǎng)宇等[5]在耐壓環(huán)路系統(tǒng)上針對(duì)不同化學(xué)劑體系生成的水合物漿液進(jìn)行了流變特性實(shí)驗(yàn)研究。通過(guò)假定水合物漿液為擬牛頓流體，建立了水合物漿液流體力學(xué)方程，并計(jì)算得到水合物漿液的表觀粘度。王武昌等[6]結(jié)合了天然氣水合物在水平管道中的流動(dòng)特點(diǎn)，提出了天然氣水合物漿穩(wěn)定流動(dòng)的判定標(biāo)準(zhǔn)，并提出了計(jì)算天然氣水合物漿流型及流動(dòng)參數(shù)的方法。

內(nèi)置螺旋扭帶是一種制造簡(jiǎn)單的旋流發(fā)生裝置，其強(qiáng)化傳熱技術(shù)加快了換熱管內(nèi)插物強(qiáng)化傳熱技術(shù)的研究進(jìn)展，對(duì)此很多學(xué)者做了大量的研究工作。Akhavan-Behabadi M A等[7]對(duì)以R-134a為工質(zhì)，扭帶為起旋裝置的水平管螺旋沸騰流動(dòng)的傳熱和壓降進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)研究，結(jié)果表明在內(nèi)置扭帶的管道中扭率為6的扭帶，換熱系數(shù)K最高可提高35%～57%，但同時(shí)插入扭帶也會(huì)增大管道的壓降，這會(huì)影響整個(gè)系統(tǒng)的效率。但是Mogaji T S等[8]認(rèn)為壓降的提高可以通過(guò)減小換熱器的規(guī)模來(lái)克服，并將傳熱系數(shù)的提高與壓降的提高的比值定義為新的效率值，以此參數(shù)來(lái)估測(cè)扭帶起旋的效率值。分析結(jié)果表明在高蒸汽含量區(qū)域且質(zhì)量流量高于150kg/s時(shí)扭帶的綜合效率最高。Bhuiya M M K等[9]對(duì)內(nèi)置扭帶的熱交換器的傳熱效率進(jìn)行實(shí)驗(yàn)研究，結(jié)果表明內(nèi)置扭帶的Nu數(shù)較光管的Nu數(shù)提高了0.73～2.85倍。且發(fā)現(xiàn)隨著Re的提高，Nu也有所提高。

目前關(guān)于水合物漿流動(dòng)特性的數(shù)值模擬研究主要集中在漿液的流動(dòng)形態(tài)、沉積特性上，而關(guān)于水合物顆粒的傳熱特性研究較少。本文利用DPM模型對(duì)不同扭率和流速下的溫度場(chǎng)、速度場(chǎng)、湍流強(qiáng)度和水合物顆粒的沉積規(guī)律進(jìn)行研究。為螺旋管流安全輸送天然氣水合物提供了理論基礎(chǔ)和技術(shù)指導(dǎo)。

1 數(shù)值模型建立

1.1 物理模型

物理模型如圖1所示，水平圓管直徑D=24mm，長(zhǎng)L=2500mm。管道可分為前后兩個(gè)管段，前管段包含扭帶結(jié)構(gòu)，扭帶設(shè)置在入口位置處，長(zhǎng)L1=400mm，共有三種扭率（扭帶扭轉(zhuǎn)一圈的長(zhǎng)度與扭帶寬度之比）分別為 6.2、7.4、8.8。后管段 L2=2100mm。如圖2所示為模型網(wǎng)格劃分圖，采用非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格，對(duì)扭帶邊緣的網(wǎng)格進(jìn)行加密處理。最底層厚度為0.2mm，按比率1.1加密5層。其余部分之間用體網(wǎng)格進(jìn)行劃分，間聚為3mm。這樣既可以減少數(shù)值模擬的誤差，又可以提高運(yùn)算效率，經(jīng)網(wǎng)格無(wú)關(guān)性檢驗(yàn)后，選取網(wǎng)格單元數(shù)約為120萬(wàn)個(gè)。計(jì)算采用直角坐標(biāo)系，坐標(biāo)原點(diǎn)位于管道入口面圓心處，Y軸為流動(dòng)方向，自管道右端向左流動(dòng)，Z軸負(fù)方向?yàn)橹亓Ψ较颉?/p>

圖1 物理模型

圖2 模型網(wǎng)格劃分圖

1.2 數(shù)值模型

假設(shè)：

（1）考慮重力的影響；

（2）流體為不可壓縮流體；

（3）壁面固定不滑移且溫度恒定；

（4）顆粒為圓形球體顆粒之間為點(diǎn)接觸，碰撞過(guò)程中無(wú)變形；

（5）把問(wèn)題簡(jiǎn)化為三維、非穩(wěn)態(tài)、常物性的氣固兩相流動(dòng)和傳熱問(wèn)題。

湍流模型選用RSM模型，對(duì)于固體顆粒追蹤采用DPM模型。采用非穩(wěn)態(tài)進(jìn)行計(jì)算，時(shí)間步長(zhǎng)為2×10-4s。定義收斂條件為殘差值＜10-6。此外，在滿足收斂的條件下，為提高精度，對(duì)壓力方程，動(dòng)量方程、湍動(dòng)能方程和湍流擴(kuò)散率方程均采用二階迎風(fēng)格式，體積分?jǐn)?shù)方程采用隱式時(shí)間格式離散求解，壓力-速度耦合采用SIMPLEC算法。主要控制方程如下：

連續(xù)性方程：

動(dòng)量方程：

式中：ρ—流體密度，kg/m3；u—流體速度，m/s；p—靜壓，Pa；τ—粘性應(yīng)力張量，N/m2；t—時(shí)間，s；i，j—單位矢量。

固相顆粒運(yùn)動(dòng)控制方程：

DPM模型中顆粒軌道通過(guò)積分拉氏坐標(biāo)系下的顆粒作用力微分方程來(lái)求。顆粒的作用力平衡方程（顆粒慣性=作用在顆粒上的各種力）在笛卡爾坐標(biāo)系下的形式（x方向）為：

其中FD(u-up)表示顆粒的單位質(zhì)量曳力，計(jì)算式為:

顆粒相對(duì)雷諾數(shù)Re可采用如下的表達(dá)式：

曳力系數(shù)CD可采用如下的表達(dá)式：

式中：up—顆粒速度，m/s；μ—流體動(dòng)力粘度，Pa·s；ρp—顆粒密度，kg/m3；dp—顆粒直徑，m；Re—相對(duì)雷諾數(shù)；a1，a2，a3為常數(shù)其取值如下：5000＜Re＜10000時(shí)分別是 0.46，-490.546，578700；Re＞10000 時(shí)分別是 0.5191，-16625.5，5416700。

1.3 邊界條件

進(jìn)口邊界采用速度進(jìn)口條件。氣相為天然氣，密度0.77kg/m3。固相為水合物顆粒，密度915kg/m3，顆粒粒徑為0.001mm，顆粒質(zhì)量流量為0.001kg/s。顆粒在進(jìn)口位置處連續(xù)產(chǎn)生。進(jìn)口速度u選用3m/s、6m/s、12m/s三種速度進(jìn)行對(duì)比分析。進(jìn)口溫度Tin均為280K。出口邊界采用outflow。管壁條件采用無(wú)滑移的固定壁面，壁面溫度Tw=277K，考慮重力影響。

2 結(jié)果及分析

2.1 模型驗(yàn)證

為了驗(yàn)證模型的正確性將模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行了對(duì)比。實(shí)驗(yàn)管道長(zhǎng)1.2m，管徑25mm，實(shí)驗(yàn)用泥沙代替水合物，泥沙顆粒粒徑約為0.02mm，圖3所示為驗(yàn)證結(jié)果對(duì)比圖，流體的壓降隨雷諾數(shù)(Re)在氣固兩相流中的變化情況。實(shí)驗(yàn)在常溫常壓下進(jìn)行。由圖可以看出雷諾數(shù)在(0.8～2.8)×105范圍內(nèi)，模擬結(jié)果和試驗(yàn)結(jié)果的誤差在10%以內(nèi)。驗(yàn)證結(jié)果顯示，該模型適用于水合物顆粒螺旋輸送模擬。

圖3 雷諾數(shù)（Re）對(duì)壓降的影響曲線

2.2 溫度分布規(guī)律

如圖4所示為水合物顆粒在Re=6000、扭率為6.2的條件下，管道不同截面處的溫度分布情況。從圖中可以看出開(kāi)始有兩個(gè)對(duì)應(yīng)的高溫區(qū)，而隨著與起旋器距離的逐漸增大，兩個(gè)高溫區(qū)逐漸閉合，形成“同心圓”區(qū)。中間溫度高，向外逐漸遞減。溫度分布越來(lái)越均勻。在入口處，因?yàn)楸诿鏈囟燃敖诿娴牧黧w邊界層溫度比較低，所以壁面溫度與流體溫度的差值較大。沿著流動(dòng)方向，由于壁面與流體之間發(fā)生熱量交換，所以壁面溫度與流體溫度的差值逐漸減小，趨于均勻。管內(nèi)插入的扭帶促使流體旋轉(zhuǎn)流動(dòng)并產(chǎn)生二次流，它是一種強(qiáng)制渦與軸向流動(dòng)疊加而成的運(yùn)動(dòng)。在離心力的作用下，使管中心流體和璧面邊界層流體充分混合，并使軸向速度場(chǎng)均勻化，從而實(shí)現(xiàn)了強(qiáng)化傳熱。

圖4 相同Re和扭率下不同管道截面處的溫度分布圖（Re=6000，扭率6.2）

如圖5所示為相同扭率 （6.2）和管道截面處（30D）不同Re下的溫度分布圖。從圖中可以看出Re越大，中心流體溫度越高。這是由于Re越大，軸向速度也越大，顆粒在相同位置區(qū)域停留時(shí)間越短，流體集中在兩個(gè)旋渦中心處，螺旋流強(qiáng)度衰減也越慢，流體間還未來(lái)得及傳熱。

圖5 相同扭率和管道截面處不同Re下的溫度分布圖（30D，扭率6.2）

如圖6所示為水合物顆粒在Re=24000下，相同距離（30D）處，不同扭率的管道溫度分布圖。從圖中可以看出隨著扭率的增大，溫度場(chǎng)分布圖由雙峰變?yōu)閱畏濉Ｅぢ试叫?，螺旋流?qiáng)度越大，顆粒越易集中在管道壁面處，加大了顆粒與壁面的碰撞幾率，提高了流體與壁面之間的傳熱。扭率越大，螺旋流衰減越快，開(kāi)始時(shí)的兩個(gè)溫度中心合并越快。

圖6 相同Re和管道截面處不同扭率下的溫度分布圖（30D，Re=24000）

Nu數(shù)是表征對(duì)流換熱強(qiáng)烈程度的一個(gè)無(wú)量綱準(zhǔn)數(shù)，又表示流體層流底層的導(dǎo)熱阻力與對(duì)流傳熱阻力的比，其計(jì)算公式如下。故可用Nu數(shù)大小比較來(lái)看各參數(shù)對(duì)強(qiáng)化對(duì)流傳熱的影響。

式中：L-傳熱面的特征長(zhǎng)度 （該處為管徑D），m；α-對(duì)流傳熱系數(shù)，W·m-2·K-1；λ-導(dǎo)熱系數(shù)，W·m-1·K-1。

如圖7所示為相同Re下，不同扭率的壁面Nu數(shù)分布情況。從圖中可以看到在前管段區(qū)，Nu數(shù)增長(zhǎng)速率較快，而在超過(guò)20D后開(kāi)始下降，下降速率較上升速率平緩。因?yàn)樵谇肮芏螀^(qū)由于扭帶的作用產(chǎn)生的強(qiáng)制渦使固體顆粒被甩到壁面附近，在扭帶區(qū)域螺旋流強(qiáng)度不斷增強(qiáng)，加強(qiáng)了壁面與流體之間的換熱能力。而在后管段，螺旋流逐漸衰減，故與壁面的傳熱效率不斷下降。從圖中還可以看到扭率越小，壁面Nu數(shù)越大，壁面?zhèn)鳠嵝试礁?。但是與扭率8.8到扭率7.4的傳熱提升效率相比，扭率7.4到扭率6.2的傳熱提升效率不太明顯。同時(shí)較無(wú)扭帶時(shí)的Nu數(shù)最高能提高3倍左右。說(shuō)明螺旋流確實(shí)增大了流體間傳熱效率。

圖7 相同Re下，不同扭率的管道截面各位置處Nu圖

如圖8所示為相同扭率，不同Re下的壁面Nu數(shù)分布情況。從圖中可以看到Nu隨Re增大而增大，同樣在后管段區(qū)Nu數(shù)隨著螺旋流的衰減逐漸趨于平緩。Re=12000時(shí)的Nu數(shù)約為Re=6000時(shí)的1.5倍。Re=24000時(shí)的Nu數(shù)約為Re=6000時(shí)的2.5倍。Re越大，湍流強(qiáng)度越大，與壁面的換熱效率越強(qiáng)。管中的扭帶使流體產(chǎn)生螺旋流，Re的增大對(duì)固相顆粒運(yùn)動(dòng)的誘導(dǎo)作用更明顯，顆粒隨螺旋流運(yùn)動(dòng)到管壁周圍的數(shù)目更多，因此管壁附近固相顆粒體積濃度增大，與壁面的碰撞次數(shù)也更多，提高了流體與壁面之間的傳熱。

圖8 相同扭率下不同Re的管道各截面位置處Nu圖

2.3 速度分布分布特性

如圖9所示為管道不同截面處速度大小和矢量分布，從圖中可以看出管道流速峰值開(kāi)始時(shí)出現(xiàn)在管壁附近，成對(duì)稱渦結(jié)構(gòu)。從速度矢量線可以看出隨著距離的增加，開(kāi)始由螺旋流向普通兩相流轉(zhuǎn)變切向速度在不斷衰減。螺旋流產(chǎn)生的切向速度是保障水合物不至于快速沉積的重要因素，故切向流速的衰減使的水合物顆粒開(kāi)始沉積。速度峰值逐漸向管道中心靠攏，兩個(gè)速度中心最后合并在一起，管流由螺旋流向普通氣固兩相流轉(zhuǎn)變，水合物開(kāi)始大量沉積。

為了更好的了解速度的變化過(guò)程將絕對(duì)速度分解成軸向速度ua、徑向速度ur和切向速度ut。如圖10a所示為不同截面中心線處各位置的軸向速度擬合分布曲線圖。圖中可以看到受扭帶作用，開(kāi)始流速成良好的雙峰對(duì)稱結(jié)構(gòu)呈現(xiàn)“m”型。近壁面處，由于受粘性底層的影響速度梯度大，而隨著與起旋器距離的增加，螺旋流不斷衰減，在后管段速度梯度開(kāi)始由雙峰結(jié)構(gòu)向拋物線結(jié)構(gòu)轉(zhuǎn)變。在剛進(jìn)入扭帶起旋時(shí)如圖4D處，軸向速度最大值只有入射速度的1/3左右(入射速度為3m/s)。而后速度迅速增大，軸向速度峰值在管壁1/2r處。這是因?yàn)榱黧w在開(kāi)始時(shí)由于起旋裝置的存在導(dǎo)致流體較紊亂，流體速度再分配。而后螺旋流迅速穩(wěn)定，軸向速度增加。如圖10b所示為不同截面中心線處各位置的徑向速度擬合分布曲線圖。徑向速度較為雜亂無(wú)章，是速度開(kāi)始重新分配的結(jié)果，斷面上流體紊動(dòng)引起。但是總體來(lái)說(shuō)徑向速度絕對(duì)值大小較小，且在出了扭帶段后速度迅速衰減至0m/s左右。如圖10c所示為不同截面中心線處各位置的切向速度擬合分布曲線圖。切向速度在扭帶段和后管段均成“m”型結(jié)構(gòu)，說(shuō)明在管道24D位置處螺旋流還沒(méi)有完全衰減。切向速度峰值在距離管壁1/6～1/7r處，切向速度的峰值能達(dá)到入射速度的1/3～1/4左右。切向速度較大，正是切向速度使管道附近的顆粒與顆粒間，顆粒與管道壁面間產(chǎn)生切向力，同時(shí)顆粒自身也會(huì)發(fā)生自旋使其不易團(tuán)聚而沉積。切向速度使顆粒“懸浮”，軸向速度使顆?！斑\(yùn)移”，二者的結(jié)合拓展了水合物顆粒的輸送距離。

圖9 Re=24000，扭率6.2下不同截面處的速度與速度矢量分布圖

圖10 Re=6000，扭率6.2下不同截面中心線處各位置的速度分布擬合曲線圖

2.4 顆粒濃度分布特性

如圖11所示是用單根流線表示的管內(nèi)流體粒子運(yùn)動(dòng)軌跡，從圖中可以看出，在有扭帶段螺旋流穩(wěn)定，而隨著距離氣旋器之間的距離的增大，流線的螺距逐漸增大，表明了螺旋流的衰減，流體的螺旋強(qiáng)度逐漸減小，最后完全變?yōu)槠胀ㄆ街绷鳌膱D11a、11b、11c可以看出Re越大，螺旋流衰減越緩慢。從圖11d、11e、11f可以看出扭率越小螺旋流衰減越慢。

圖11 單根流線表示的管內(nèi)流體粒子軌跡

圖12 不同管道截面處水合物顆粒濃度分布圖

如圖12所示為不同截面處水合物顆粒濃度分布圖，其中入口軸向速度為3m/s，水合物顆粒粒徑為0.001mm。螺旋流動(dòng)與一般的平直流相比對(duì)固體顆粒具有更強(qiáng)的攜帶能力，具有斷面顆粒濃度分布均勻、能耗低、顆粒離輸送距離遠(yuǎn)的特點(diǎn)。螺旋流流速可以認(rèn)為是切向速度、軸向速度和徑向速度的合成，亦即強(qiáng)制渦流與平直流的合成。切向速度對(duì)水合物顆粒起旋浮作用，切向力使固體顆粒不易沉積“旋浮”在管道中。顆粒沿著各自的同心圓作圓周運(yùn)動(dòng)，而軸向速度提供了顆粒向前運(yùn)輸?shù)膭?dòng)力。兩者的結(jié)合提高了水合物顆粒在管道中的輸送距離。如圖所示可以看出開(kāi)始時(shí)水合物顆粒在螺旋流產(chǎn)生的離心力作用下分布在管壁附近，沒(méi)有進(jìn)入強(qiáng)制渦區(qū)域，斷面濃度分布均勻。隨后由于螺旋流強(qiáng)度的不斷衰減，切應(yīng)力減小以及受到自身重力的影響，故固體顆粒在軸向距離32D處開(kāi)始出現(xiàn)較少顆粒沉降的現(xiàn)象。隨著與起旋器距離的逐漸增大，在64D處，水合物大量沉積，管道中上部顆粒濃度逐漸減小，管道正下方底部顆粒濃度逐漸增大。且在螺旋流沒(méi)有完全衰減時(shí)顆粒由于還受切應(yīng)力的影響，在與扭帶旋轉(zhuǎn)方向相同一側(cè)的水合物沉積量較多，而在螺旋流幾乎完全衰減后顆粒沉積主要集中在管道底部中心。

2.5 湍流強(qiáng)度分布特性

湍流強(qiáng)度反應(yīng)的是某點(diǎn)位置處脈動(dòng)速度與平均速度的比值。湍流強(qiáng)度越大表明流體間的摻雜越均勻。湍流強(qiáng)度計(jì)算公式如下：

式中：I—湍流強(qiáng)度；Re—雷諾數(shù)。

如圖13a所示為扭帶起旋段湍流強(qiáng)度的分布曲線。從圖中可看出在管道水平直徑處，湍流強(qiáng)度分布曲線大致呈“W”型倒雙峰結(jié)構(gòu)。管壁及扭帶附近湍流強(qiáng)度較高，中間較低，這是因?yàn)槁菪鞯慕M合渦結(jié)構(gòu)是由核心區(qū)和環(huán)形區(qū)組成的，位于核心區(qū)的剛性渦比較穩(wěn)定，湍流強(qiáng)度也比較小。由于自由渦的影響，環(huán)形區(qū)內(nèi)流體的擾動(dòng)增大了，湍流強(qiáng)度比核心區(qū)大。位于核心區(qū)的渦開(kāi)始形成時(shí)較不穩(wěn)定故湍流強(qiáng)度開(kāi)始先增大，最大達(dá)到8.25%左右，穩(wěn)定后開(kāi)始減小。核心區(qū)也慢慢向壁附近偏移。圖13b是后管段湍流強(qiáng)度分布曲線，在脫離扭帶后管道中心處的湍流強(qiáng)度迅速下降，湍流強(qiáng)度分布曲線開(kāi)始由“W”型向“U”型轉(zhuǎn)變。中心處湍流強(qiáng)度先減小，因?yàn)槊撾x扭帶后近扭帶壁面處的自由渦區(qū)開(kāi)始向核心渦區(qū)轉(zhuǎn)變。而后中心區(qū)湍流強(qiáng)度又增加，這是由于兩個(gè)核心渦開(kāi)始融合成一個(gè)核心渦時(shí)相互交匯處速度方向相反導(dǎo)致脈動(dòng)速度變大。

圖13 管軸向不同位置水平直徑處湍流強(qiáng)度分布擬合曲線

3 結(jié)論

本文利用DPM模型和RSM模型對(duì)水合物顆粒在天然氣管道中螺旋輸送的運(yùn)動(dòng)和傳熱情況進(jìn)行了研究，分析了氣固兩相的溫度分布、速度場(chǎng)、湍流強(qiáng)度以及水合物顆粒運(yùn)動(dòng)分布情況，可以得到以下結(jié)論：

（1）螺旋流可以提高管壁與流體間的傳熱效率，且扭帶扭率越小，雷諾數(shù)越大時(shí)，壁面努賽爾數(shù)越大，傳熱效率越高。

（2）螺旋流速度呈對(duì)稱雙渦結(jié)構(gòu)，隨著螺旋流的衰減，兩個(gè)速度中心逐漸向管道中心靠攏最后合并在一起。

（3）軸向速度 ua在扭帶段呈“m”型，峰值在距管壁1/2r處，后管段呈拋物線形。徑向ud速度較為雜亂無(wú)章，絕對(duì)值較小，是速度經(jīng)扭帶重新分配的結(jié)果，且在后管段迅速下降至0m/s左右。切向速度ut在扭帶段和后管段均呈“m”型。峰值出現(xiàn)在距離管壁 1/6～1/7r處。

（4）受扭帶影響，水合物顆粒開(kāi)始沿著管道螺旋向前運(yùn)動(dòng)，顆粒運(yùn)動(dòng)流線呈螺旋狀，且當(dāng)扭率越小，雷諾數(shù)越大時(shí)螺旋流強(qiáng)度越大，顆粒螺旋運(yùn)輸效果越明顯。

（5）水合物顆粒在螺旋流產(chǎn)生的離心力作用下分布在管壁附近，呈同心圓分布較均勻，沒(méi)有進(jìn)入強(qiáng)制渦區(qū)域。由于剪切力的作用提高了顆粒的攜帶距離，但是隨著攜帶距離的增大，螺旋流迅速衰減，受重力作用在距離管道32D處開(kāi)始有少量顆粒沉積，在距離管道64D處顆粒大量堆積。

（6）在扭帶段湍流強(qiáng)度分布呈“W”型中心剛性渦處湍流強(qiáng)度較小，在后管兩個(gè)對(duì)稱渦合并過(guò)程中加大了中心渦處的脈動(dòng)速度，湍流強(qiáng)度分布曲線呈“U”型。