韓易潼，于秋瑩，袁勝華，王永林，王志武

（中國石化 大連石油化工研究院，遼寧 大連 116041）

微氣泡具有比表面積大、可生成自由基、氣液傳質(zhì)率高、存在時間長、界面電位高等特點，具有獨特的尺度效應(yīng)和流體力學(xué)特征，能夠顯著降低固液界面摩擦并提高水體溶氧量，被廣泛應(yīng)用于強化化學(xué)反應(yīng)、生物制藥、水體增氧、氣浮凈水等領(lǐng)域［1-3］。微氣泡主要通過加壓溶氣釋氣法、機械分散法、超聲空化法、引氣法等方法產(chǎn)生［4-8］?；谝龤夥ㄔ淼奈那鹄锸轿馀莅l(fā)生器具有結(jié)構(gòu)簡單、功耗低、可靠性強等優(yōu)點，目前被廣泛應(yīng)用于工程領(lǐng)域［9-10］。數(shù)值計算方法被廣泛應(yīng)用于微氣泡研究領(lǐng)域，以深入探明微氣泡發(fā)生機理并對發(fā)生器不斷優(yōu)化。陳文義等［11］在微氣泡發(fā)生器擴張段安置導(dǎo)葉，利用流體體積多相流模型和標(biāo)準(zhǔn)k-ε湍流模型進(jìn)行數(shù)值計算，得出導(dǎo)葉對微氣泡發(fā)生器工作效果的影響。魏月友等［12］通過計算流體力學(xué)軟件對不同喉徑比的微氣泡發(fā)生器進(jìn)行數(shù)值計算，經(jīng)由對速度、壓力場和進(jìn)氣狀況的對照分析得到最優(yōu)喉徑比。張衛(wèi)等［13］對一種兼具了剪切作用和孔板效應(yīng)的自吸式微氣泡發(fā)生器結(jié)構(gòu)參數(shù)進(jìn)行數(shù)值計算，分析發(fā)泡性能。Sadatomi等［14］對文丘里式微氣泡發(fā)生器進(jìn)行模擬優(yōu)化，實現(xiàn)在小氣液比條件下產(chǎn)生微米級氣泡。Gordiychuk等［15］研究了氣液流速和進(jìn)氣口直徑對文丘里式微氣泡發(fā)生器氣泡粒徑分布的影響。綜上，針對文丘里式微氣泡發(fā)生器的數(shù)值計算大部分是以優(yōu)化喉徑比與擴張角等結(jié)構(gòu)參數(shù)為主，且以二維模型的研究居多，對于氣泡破碎機理的研究較少。

本工作通過Fluent軟件建立了文丘里式微氣泡發(fā)生器模型，并進(jìn)行仿真計算；結(jié)合流場內(nèi)的速度、壓力、粒徑、相分布等主要參數(shù)，進(jìn)一步分析文丘里式微氣泡發(fā)生器氣泡碎化機理。

1 控制方程、計算模型及方法

1.1 控制方程

1.1.1 基本控制方程組

文丘里式微氣泡發(fā)生器擴張段流場中氣液兩相充分混合，選擇Mixture模型進(jìn)行數(shù)值計算［16］。假設(shè)在氣泡發(fā)生器內(nèi)流體進(jìn)行高速流動時的速度、密度等參數(shù)是連續(xù)的，對混合相的輸運方程可通過混合相的連續(xù)性方程與動量方程直接求解。

1.1.2 湍流模型

對文丘里式微氣泡發(fā)生器流場進(jìn)行計算時，湍流模型起到了至關(guān)重要的作用［17］。本工作采用在標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型基礎(chǔ)上進(jìn)行了改進(jìn)的RNGk-ε模型，提高了計算精度，該模型適用于中等漩渦、快速變化以及局部復(fù)雜剪切流動的情況，符合文丘里式微氣泡發(fā)生器內(nèi)流場的情況，預(yù)期效果好。

1.1.3 群體平衡模型

由于在氣泡發(fā)生器內(nèi)受液體流動的影響，氣泡粒徑隨著時間的變化而改變，所以需要添加群體平衡方程來描述氣泡間的平衡，氣泡破碎模型選擇Luo破碎模型，氣泡聚并模型選擇Turbulent聚并模型。

1.2 物理模型

文丘里式微氣泡發(fā)生器主體結(jié)構(gòu)由液相入口、氣相入口、漸縮段、喉管、擴張段、出口組成，工作原理是水由液相入口進(jìn)入微氣泡發(fā)生器，流經(jīng)漸縮段的過程中流速逐漸升高，當(dāng)?shù)诌_(dá)喉管位置時，流速達(dá)到最大。根據(jù)Bernoulli原理，高速的流體通過喉管時，會使喉管處的壓力降低，甚至出現(xiàn)負(fù)壓，負(fù)壓的形成會促進(jìn)外界氣體從氣相入口進(jìn)入氣泡發(fā)生器，并被高速流體所產(chǎn)生的強湍流擊碎，從而產(chǎn)生微氣泡。圖1為文丘里式微氣泡發(fā)生器的結(jié)構(gòu)示意圖。由圖1可知，發(fā)生器由漸縮段、喉管、擴張段三部分組成。為保證兩相在發(fā)生器內(nèi)能夠充分接觸、發(fā)展，在發(fā)生器進(jìn)出口處延長一定長度作為緩沖區(qū)，且為了更詳細(xì)地分析流場情況，沿著發(fā)生器的軸向方向選取4個截面作為觀測面。

圖1 微氣泡發(fā)生器的結(jié)構(gòu)示意圖Fig.1 Structural schematic diagram of the microbubble generator.

1.3 邊界條件與計算參數(shù)

液相介質(zhì)為水，工作條件為常溫常壓。數(shù)值計算采用瞬態(tài)求解器，配置監(jiān)測器實時監(jiān)測收斂狀況，設(shè)定收斂精度為10-6。氣、液相入口類型采用速度入口（velocity inlet），液相流量為1.5 L/min，氣液比為5%；出口類型設(shè)置為壓力出口（pressure outlet），壓力大小為常壓（0.1 MPa）；壁面采用無滑移壁面；設(shè)置湍流動能和湍流耗散率為二階迎風(fēng)離散格式；湍流強度（I）按式（1）進(jìn)行計算。

采用ANSYS Mesh軟件對文丘里式微氣泡發(fā)生器進(jìn)行網(wǎng)格劃分，由于文丘里式微氣泡發(fā)生器為對稱結(jié)構(gòu)，為減少計算量、提高計算速度，僅對氣泡發(fā)生器半個流場進(jìn)行結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格劃分，同時為更精準(zhǔn)地捕捉氣液兩相作用的結(jié)果，對喉管與擴張段部分進(jìn)行網(wǎng)格加密，網(wǎng)格模型如圖2所示。

圖2 微氣泡發(fā)生器的網(wǎng)格模型Fig.2 Grid model of the microbubble generator.

網(wǎng)格數(shù)量對微氣泡發(fā)生器內(nèi)流場分布、氣泡的聚并破碎和氣泡粒徑分布有很大的影響，只有當(dāng)網(wǎng)格數(shù)達(dá)到一定數(shù)量后，計算精度才能得到保證。因此，本工作在相同的計算條件下，分別對30 273，49 875，71 374，89 993，112 356五種網(wǎng)格數(shù)量的模型進(jìn)行數(shù)值計算，并記錄各模型的進(jìn)出口壓降。表1為壓降隨網(wǎng)格數(shù)量的變化情況及相對偏差。由表1可知，當(dāng)網(wǎng)格數(shù)量由71 374增加至89 993時，相對偏差為0.81%（降低到1%以內(nèi)），進(jìn)出口壓降變化也明顯減小，表明繼續(xù)加密網(wǎng)格對計算結(jié)果的影響已經(jīng)很小，網(wǎng)格數(shù)量為71 374時可滿足對計算精度的要求。

表1 網(wǎng)格無關(guān)性驗證結(jié)果Table 1 Results of the grid independence verification

2 結(jié)果與討論

2.1 氣相與氣泡粒徑分布

圖3為氣泡發(fā)生器內(nèi)的氣相分布云圖。由圖3可知，氣相通過進(jìn)氣管進(jìn)入流場，緊貼喉管內(nèi)壁流動，距離液相入口20，25 mm位置處的氣相分布情況幾乎一致，直至抵達(dá)擴張段時才開始出現(xiàn)擴散現(xiàn)象，且隨著流場的發(fā)展，擴散現(xiàn)象愈發(fā)明顯。在距離液相入口35 mm處時氣相已較為均勻地擴散在氣泡發(fā)生器內(nèi)，在距離液相入口45 mm位置處甚至出現(xiàn)氣相回流現(xiàn)象。

圖3 氣相分布云圖Fig.3 Scalar scenes of the gas phase distribution.

圖4為氣泡發(fā)生器內(nèi)的氣泡粒徑分布云圖。結(jié)合圖4和圖3可知，氣相在喉管內(nèi)集中分布，氣泡粒徑較大，隨著氣相的擴散，氣泡開始發(fā)生破碎，且隨著流場的發(fā)展，氣泡粒徑逐漸減小。通過4個觀測截面可更直觀地觀察氣泡破碎情況，距離入口20 mm的喉管位置處，氣泡粒徑為700 μm，距離入口25 mm的擴張段入口處氣泡粒徑為600 μm，距離入口35 mm的擴張段中部位置處氣泡粒徑為200 ～300 μm，距離入口45 mm的緩沖區(qū)氣泡粒徑為150 μm，而在氣泡發(fā)生器的出口位置處氣泡粒徑甚至可達(dá)100 μm。因此，氣泡發(fā)生破碎的主要區(qū)域在擴張段，同時也是氣相發(fā)生擴散的主要部位。

2.2 速度場分布

圖5為氣泡發(fā)生器內(nèi)的速度分布云圖。圖6為軸向、徑向速度變化曲線。結(jié)合圖5和圖6可知，流場內(nèi)的速度以軸向分布為主，且沿著軸向方向呈現(xiàn)先增加后減小的趨勢，并在喉管位置處達(dá)到峰值18 m/s。再結(jié)合圖3和圖4可知，喉管處高速流動的液相會對由進(jìn)氣管進(jìn)入的氣相產(chǎn)生黏性剪切作用，將連續(xù)氣相打斷成氣泡，達(dá)到氣泡初步破碎的目的。

圖4 氣泡粒徑分布云圖Fig.4 Scalar scenes of the bubble particle distribution.

圖5 速度分布云圖Fig.5 Scalar scenes of the velocity distribution.

圖7為液相流動跡線。結(jié)合圖6（b）可知，流場中部的高速流體在無滑移壁面的影響下會形成速度梯度，且隨著擴張段內(nèi)流場截面的增大，速度逐漸減小，最終在與壁面速度差的作用下在擴張段中部至末端的壁面處產(chǎn)生渦旋。結(jié)合圖3和圖4中氣相的擴散情況與氣泡粒徑大小分布可知，擴張段渦旋的存在加劇了流場的擾動，并促進(jìn)了氣相的擴散與氣泡的再次破碎，同時也是造成緩沖區(qū)氣相回流的重要原因。

圖7 液相流動跡線Fig.7 The liquid phase flow trace.

2.3 壓力場分布

圖8為氣泡發(fā)生器內(nèi)的壓力分布云圖。由圖8可知，壓力分布以軸向分布為主，徑向方向上壓力幾乎一致。結(jié)合圖6可知，隨著收縮段橫截面積的減小，流速從1 m/s逐漸提高至15 m/s，根據(jù)Bernoulli原理可知，速度的激增會導(dǎo)致壓力的驟減，進(jìn)而使得喉管處出現(xiàn)負(fù)壓，促進(jìn)外界氣相的進(jìn)入。同理，當(dāng)流體抵達(dá)擴張段時，由于橫截面積的增大，流速逐漸減小，導(dǎo)致壓力不斷升高。

圖6 速度變化曲線Fig.6 Curves of the velocity change.

圖8 壓力分布云圖Fig.8 Scalar scenes of the pressure distribution.

圖9為軸向壓力變化曲線與軸向壓力梯度曲線。由圖9可知，收縮段與喉管內(nèi)壓力逐漸降低，擴張段內(nèi)壓力逐漸升高。結(jié)合圖4可知，擴張段是氣泡發(fā)生破碎的主要階段，這說明壓力的升高是促進(jìn)氣泡破碎的主要因素。由此可以推斷，由于擴張段橫截面積的不斷擴大，在該階段會形成逆壓梯度，使得壓力不斷增加，進(jìn)而打破了氣泡內(nèi)外的壓力平衡，加劇了氣泡界面的不穩(wěn)定性，導(dǎo)致氣泡的再次破碎，最終形成微氣泡由出口排出。

圖9 壓力變化曲線Fig.9 Curves of the pressure change.

3 結(jié)論

1）黏性剪切作用：根據(jù)Bernoulli原理，液相經(jīng)過漸縮段時流速逐漸增加，在喉管處達(dá)到峰值，高速的液相會對剛進(jìn)入文丘里式微氣泡發(fā)生器的氣相形成黏性剪切作用，進(jìn)而從連續(xù)氣相中切出小氣泡。

2）渦流作用：在無滑移壁面的影響下，中部高速的流體會與壁面間形成速度差，從而使擴張段中部至末端的近壁面位置處形成渦流，渦流的存在會造成回流現(xiàn)象，從而加劇流場的擾動，導(dǎo)致氣泡的再次破碎。

3）逆壓梯度作用：擴張段橫截面積的逐漸擴大使該部分形成逆壓梯度，隨著壓力的不斷增加，氣泡內(nèi)外部壓力的平衡將會被打破，從而加劇了氣泡界面的不穩(wěn)定性，導(dǎo)致氣泡的再次破碎。