楊蕊，朱寶錦，呂超，張磊，肖迎松

（1 東北石油大學機械科學與工程學院，黑龍 江大慶 163318； 2 黑龍江省石油石化多相介質處理及污染防治重點實驗室，黑龍江大慶 163318）

引 言

氣液旋流分離器是一種快速離心分離裝置，具有適應性強、體積小、分離高效、運行連續(xù)且無活動部件等優(yōu)勢，廣泛應用于石油化工、航空航天等工業(yè)領域中。油氣開采環(huán)節(jié)中，氣液旋流分離器運行需要動力驅動，往復泵等動力機械在運行過程中不可避免地存在瞬時流量脈動，同時管道內流體的共振和流量控制元件的周期性振蕩也會產(chǎn)生流量脈動，由此引起氣液旋流器入口流量呈現(xiàn)出脈動變化[1-2]，使得旋流器內部流場分布存在顯著性差異，直接影響氣液分離性能與效果，甚至導致旋流系統(tǒng)中各元件的周期性振動及損壞。許多學者針對入口不穩(wěn)定流速條件下旋流分離器流場的影響開展實驗研究，楊容等[3]對脈動進料狀態(tài)下不同結構參數(shù)的旋流分離器進行數(shù)值模擬分析，結果表明采用頻率為0.4 Hz 的正弦脈沖進料氣液分離效率最高。趙立新[4]分析了脈動流條件下分離性能的影響因素，結果表明一定程度的脈動可以提高分離效果。倪玲英等[5]研究了斷續(xù)流對分離性能的影響，結果表明流量的不連續(xù)性使油水分離效率下降5%。

盡管學者們對脈動條件下氣液旋流分離器內部流場特性展開了一系列的研究，但針對流量脈動條件下旋流分離器內氣液兩相流型的研究卻鮮有探索。由于氣液兩相流流型[6-11]作為影響兩相流[12]運行狀態(tài)和流場分布的重要影響因素，對其進行研究就顯得尤為重要。但是目前對于流型[13-16]的研究大多基于穩(wěn)定流場，楊偉霞等[17]進行不同角度的氣液兩相流動實驗，提出流型轉化界限。也有學者對壁面振動而引起的非穩(wěn)態(tài)[18]流場條件下的氣液兩相流型進行研究，孫博等[19]對低頻高幅式橫向振動工況下的水平通道進行了實驗研究，發(fā)現(xiàn)振動參數(shù)的改變對彈狀流轉換界限有更為顯著的影響。周云龍等[20]對不同起伏非線性振動條件下的傾斜上升管進行實驗研究，建立了考慮振動加速度的關系式，與實驗結果吻合較好。

綜上所述，以往關于氣液兩相流型的研究主要集中于穩(wěn)態(tài)及振動條件下，但是在實際工況中，旋流分離器入口流場通常呈現(xiàn)周期性波動。因此，本文針對流量脈動條件下旋流分離器內氣液兩相流型進行高速高清可視化實驗研究，通過分析流量脈動工況下氣泡動力學行為，揭示脈動工況下旋流分離器內流體流動參數(shù)的變化規(guī)律。為進一步探究氣液兩相相互作用提供理論基礎，為流量脈動條件下氣液分離器的結構設計提供指導依據(jù)。

1 實驗原理

1.1 實驗對象

旋流分離器的結構形狀如圖1 所示，其重要尺寸參數(shù)如表1所示。

圖1 旋流分離器Fig.1 Cyclone separator

表1 尺寸參數(shù)Table 1 Dimension parameters

1.2 實驗系統(tǒng)

室內實驗系統(tǒng)工藝流程如圖2 所示，脈動控制主機26 將實驗參數(shù)轉換成模擬量，變頻器27 的顯示面板實時顯示操作參數(shù)，開啟閥門28，驅動往復泵3，從而起到實時調速控制的作用。在實驗開始前和進行過程中，需要對氣液流量進行分別測量和調節(jié)。開啟閥門2，往復泵3 從水罐1 處將水輸送至閥門4，并開啟閥門4。液相流經(jīng)流量計5，調節(jié)所需液相流量。然后啟動空氣壓縮機13，將空氣輸送至壓力存儲罐15 中并加壓。當壓力表16 達到所需壓力時開啟閥門17，通過調節(jié)氣體流量計18調節(jié)氣體量。調節(jié)后氣液混合流體通過閥門6進入旋流分離器7內部產(chǎn)生旋流。通過高速攝像機對旋流分離器內氣液兩相進行攝取成像。關閉閥門23 及開啟閥門24，此時溢流端流出的混合液進入氣相排空池25中。關閉閥門11及開啟閥門12，此時旋流分離器流出的水全部回流至水罐1 中，實現(xiàn)水資源的循環(huán)利用。

圖2 實驗流程Fig.2 Experimental process

為了對脈動條件下的流場進行直觀的定性分析，將此氣液旋流分離器的下錐段加工成有機玻璃，并利用高速攝像技術對旋流器內氣核的狀態(tài)進行可視化觀測研究，實驗工藝實物圖及主要觀測區(qū)域如圖3 所示。為了獲得清晰準確的圖像，在實驗開始前進行實驗管路的試運行，調整高速攝像機的位置和焦距等參數(shù)，同時調整補光燈，使高速攝像CDU 圖像上的畫面清晰。為保證測量結果的準確性，在調整完畢后，高速攝像機位置和焦距等參數(shù)固定。同時由于實驗段為光滑的曲面，光線在不同位置的折射會對氣泡位置和大小造成影響，所以在實驗段不同位置放置同樣為曲面的球體進行標定，以減小實驗誤差。

圖3 高速攝像實驗觀測區(qū)域Fig.3 High-speed camera test observation area

開啟螺桿泵開關，空氣壓縮機運行10 min 后，待壓力表示數(shù)穩(wěn)定為0.6 MPa 后，開啟變頻控制開關，調速實驗設備運行，如圖4所示。根據(jù)不同工況調整流量脈動形式，將CDU（控制面板）的圖像數(shù)據(jù)傳輸?shù)絇C 端的專用I-SPEED suite 圖像處理軟件中逐幀進行分析。

圖4 氣液兩相供給設備Fig.4 Gas-liquid two-phase supply equipment

實驗在常溫常壓下進行，氣液比為30%，分流比為60%。在實際情況中往復泵僅對液相產(chǎn)生脈動抽吸作用，并未對氣相施加流量脈動形式。氣液兩相流運動中，氣相為離散相，其運動狀態(tài)與形式隨主相液相的帶動而波動，所以在實驗中通過脈動控制主機使脈動進液速度按正弦規(guī)律變化，從而使氣液混合相在旋流器入口處以脈動形式進入旋流腔，如式（1）所示。氣液混合相基礎流動速度A=6.7075 m∕s，脈動幅值B=1.033 m∕s，周期T=6.28 s。

2 實驗結果

由于高速相機拍攝的原始照片在成像、存儲和傳輸過程中會受到傳感器缺陷、碼流丟失和環(huán)境噪聲的影響。因此必須對原始圖像進行處理和轉換，用以獲得清晰的和更好的視覺效果，為識別、分析和決策等提供重要的技術支持，提高圖像識別結果的準確性和可靠性。

本文運用Matlab[21-22]對原始圖像進行去噪[23-25]、查找邊緣[26-27]等圖像處理。去噪采用高斯平滑模板[28]，得到的圖像如圖5（b）所示；運用Canny 算法[29-32]進行邊緣查找，如圖5（c）所示；采用反色處理和背景去除的方式刪除圖片中無用信息，得到最終處理后的圖像，如圖5（d）所示。本文針對高速攝像處理后的圖片，根據(jù)氣液兩相的運動過程進行特殊幀的選擇，f表示特殊幀圖像的幀數(shù)，通過觀察氣液兩相介質的分布情況來判別流動結構模型。

圖5 圖像輪廓提取Fig.5 Image contour extraction

2.1 完整脈動周期內氣相運動形態(tài)

流場穩(wěn)定后通過高速攝像實驗得出完整脈動周期內流型如圖6所示。混合相在氣液旋流分離器入口所具備的能量包括初速度動能和壓力勢能，切向入口及柱錐狀的主體結構將混合相的運動狀態(tài)改變?yōu)槔@軸的旋轉運動，在實現(xiàn)旋流分離的過程中，混合相速度下降，壓力重新分布為近壁面到軸中心壓力逐漸減小，軸心區(qū)域為負壓，近入口端壓力高于遠端的主要壓力分布形式。當f=20 幀時，氣相向軸心運動，聚集形成的氣核延續(xù)至底流口。經(jīng)過Δt=0.250 s后即f=70 幀時，液膜向下滑落并聚集，同時將氣泡擠于前，因此0.385 s后即f=147 幀時，通過貫徹147 幀相鄰關鍵幀的高速攝像圖，對比分析及測量后得出，第147 幀的中心氣柱長度達到此幀速度條件下的最大值。隨著入口流速的增加，分散氣核不斷匯聚，并在軸線附近形成氣柱，此時氣核匯聚的能量會進一步舉升液相，但是在此過程中，氣相能量不斷消耗，液相在此滑落。從f=309 幀開始，氣相由于底錐給予的向上的力，氣核不斷上移，1.600 s 后即f=629 幀時，流場中的氣相含量達到最小值。由于入口流量脈動的影響，和氣相不斷進入流場，0.680 s 后即f=765 幀時，氣核重新向底錐附近延伸，f=1184 幀時，在底錐附近又重新形成較大氣核，周而復始形成沖擊流，此種現(xiàn)象呈現(xiàn)周期往復性。

圖6 完整脈動周期內流動形態(tài)Fig.6 Flow pattern in complete pulsating period

2.2 流量減小段和增大段氣相運動行為

上述分析是基于整個脈動周期內得出的流動形態(tài)變化規(guī)律，而在脈動的不同時刻，流場內部呈現(xiàn)出不同的流動模型。因此選取流量脈動變化曲線的不同時間段作為研究對象，分析流場變化和氣泡行為機理，如圖7 所示。流量脈動曲線先增大后減小，以3.90 m3∕h 為基礎值，上下波動0.28 m3∕h，在3.62 m3∕h 達到流量最小值，在4.18 m3∕h 達到流量最大值。

圖7 流量脈動變化曲線Fig.7 Flow fluctuation curve

選取上述脈動進液實驗工況條件下的流量曲線增大段的氣液運動形態(tài)作為研究對象，此時靠近底錐軸向偏上位置，氣泡形態(tài)為斷裂的細長空氣柱，如圖8 所示。選取流量增大段f=350～600 幀，觀測時長為1.250 s，研究此時間段內氣核形態(tài)發(fā)現(xiàn)，在f=350～450 幀時間段內，隨著入口速度的增大，空氣柱尾部距離底錐頂針的距離l由27.3 mm 增大至41.6 mm，流量增大段的氣核整體向溢流口方向運移，表明隨著入口流量逐漸增大，外旋流場的準自由渦能夠為內旋流場的準強制渦提供足夠的能量，促進了氣泡在一定范圍內的聚并，且提供的旋流強度能夠使氣核的尺寸減小，但存在減小的極大值。而底錐附近氣泡受到更大的剪切力被破裂成更小氣泡，從底流口逃逸的氣泡尺寸也隨之減小，分離效率提高。f=450～600 幀時間段內，以l為研究對象，空氣柱距離底錐的距離保持在41.6 mm 左右，說明脈動流量在2.25～3.00 s之間脈動氣核尾部與底錐頂針之間距離達到最大值，在軸心附近形成氣柱，此時旋流器的分離效率最高。

圖8 流量增大段氣核運移過程Fig.8 The overall flow pattern of flow enhancement section

當流量處于最大值時，靠近底錐軸向偏上位置，氣泡形態(tài)為微小氣泡群，并繞底錐所在軸心進行螺旋搖晃擺動，氣泡之間的碰撞概率明顯升高，之后流量逐漸降低，選取f=850～1100 幀時間段研究流量減小段的氣核形態(tài)變化，觀測時長為1.25 s，如圖9 所示。研究此時間段內氣核運移規(guī)律發(fā)現(xiàn)，旋流場中，氣核隨著入口速度的變化而發(fā)生軸向運移，流量減小段的氣核整體向底錐方向運移。隨著入口速度的下降，空氣柱距離底錐的距離由40.1 mm 降低至18.6 mm，表明外旋流場的準自由渦無法為內旋流場的準強制渦提供足夠的能量，氣核尾部逐漸覆蓋底錐，更多氣泡從底流口逃逸，導致分離效率下降，同時得到脈動流量最低點附近是旋流器分離效率最差的位置。

圖9 流量減小段氣核運移過程Fig.9 The overall flow pattern of flow weakening section

2.3 氣液兩相流動形態(tài)劃分

通過深入分析此實驗工況下整個脈動周期氣液兩相流動形式，得出流量脈動條件下旋流場內氣液兩相流流動形態(tài)。

f=42 幀時，氣相在軸心處以類圓形小氣泡懸浮于液相中，氣泡體積大小各不相同，氣泡直徑在2.90～4.80 mm范圍內，形成氣泡流，如圖10（a）所示。隨著入口流量的增大，氣泡在旋流分離器內受到流體擠壓力也越大，未達到氣泡破碎融合的邊界，使氣泡被徑向擠壓呈現(xiàn)條狀，小氣泡合并成大氣泡的概率逐漸增大。當旋流分離器在氣泡流模式下穩(wěn)定運行時，氣泡沿軸向運動的速度等于或略低于液體的速度。

f=165 幀時，隨著進氣量的增加，氣相以近橢圓形的小氣彈形式懸浮在軸心處，并不斷相互碰撞融合，彼此黏附形成連續(xù)的界面，且在此過程中由于流場的不穩(wěn)定，造成小氣彈之間相互碰撞沖擊又分開，從而分裂形成粒徑更加細小的氣泡依附在氣彈周圍隨之流動，從而形成塞狀流，如圖10（b）所示。旋流分離器內氣彈長度在13.24～22.56 mm 范圍內，依附在氣彈周圍的氣泡直徑在5 mm 左右。隨著氣液兩相的運動，分離出的氣相向軸心處聚集，與塞狀流碰撞融合，塞狀流的長度隨之增大。

隨著時間的推移，在f=286 幀時，隨著氣液兩相流速增大，塞狀流中的氣彈之間發(fā)生碰撞融合，且小氣泡與依附的氣彈也發(fā)生融合，氣彈的長度進一步增加，旋流分離器內呈現(xiàn)彈狀流，如圖10（c）所示。旋流分離器內的氣泡長度不斷增大，且每段氣泡依附的零散氣泡也逐漸減少，流場中形成條狀的氣泡。彈狀流中各氣彈形態(tài)大小不一，由于旋流分離器的外形結構為柱錐狀，因此隨著分離空間的變小，氣相在離心力及液相的擠壓下以氣泡的形式向軸線位置運動，與氣彈碰撞融合，所以此位置的氣彈徑向寬度更大，且氣彈形態(tài)復雜。

圖10 氣液兩相流動形態(tài)Fig.10 Gas-liquid two-phase flow pattern

本次高速攝像可視化實驗中，在f=332 幀時，氣核尾端形成了一種形似絲狀的流型，定義為絲狀流，如圖10（d）所示。由于離心力作用，液相匯聚成水柱，分離出的氣相在外力的作用下受到擠壓成為絲狀，此時氣絲柱可以看作無數(shù)絲狀流受力擠壓形成，絲狀流很微小且存在形式不穩(wěn)定。

流場穩(wěn)定后，在f=421 幀時，彈狀流逐漸碰撞融合成長條狀氣泡，此為氣液兩相分離后形成的穩(wěn)定形態(tài)氣核，由于入口流體流速是脈動變化的，形成的氣核整體呈波狀長氣泡，且波狀氣泡在各段的寬度不一樣，即波狀流，如圖10（e）所示。波狀流的上端存在被擠壓變形的氣泡，這些氣泡尚處于融合階段。波狀流寬度較大，脈動會改變流型轉換的邊界條件，使兩種流型之間的過渡線發(fā)生一定程度的偏離。

2.4 基于脈動進液條件的流動形態(tài)模型

在氣液兩相混合流場中，氣相實際速度vg表示為氣相所占流通截面上局部速度的平均值。

式中，Qg為氣相體積流量，m3∕s；Ag為氣相流通截面面積，m2。

液相實際速度vl表示為液相所占流通截面上局部速度的平均值。

式中，Ql為液相體積流量，m3∕s；Al為液相流通截面面積，m2。

氣相折算速度vsg表示為假定流通截面只被氣相占據(jù)時的流速。

式中，A為流通截面面積，m2。

液相折算速度vsl表示為假定流通截面只被液相占據(jù)時的流速。

氣液兩相混合物速度v表示為氣相折算速度與液相折算速度之和。

Reynolds數(shù)為表征流體流動情況的無量綱數(shù)。

式中，ρ為流體的密度，kg∕m3；d為管道當量直徑，m；μ為流體的黏性系數(shù)，Pa·s。

滑動比s表示為氣相實際速度與液相實際速度之比。

根據(jù)高速高清攝像實驗獲取的數(shù)據(jù)，通過相鄰幀之間的氣泡運動位移和時間的關系，計算出流場中特殊幀時刻氣相折算速度和液相折算速度，如表2所示。

表2 折算速度Table 2 Conversion speed

由于氣相折算速度和液相折算速度是在徑向截面獲得的，在計算時結構尺寸可以抵消，所以在確定流型轉換圖時，不考慮結構尺寸的影響。因此根據(jù)氣相折算速度和液相折算速度，確定了脈動條件下旋流場內氣液兩相流流型轉換界限圖，如圖11所示。在脈動進液條件下的旋流場中，Reynolds 數(shù)是判別流動特性的重要依據(jù)，旋流場中速度的變化同時表示Reynolds 數(shù)的變化，通過計算Reynolds 數(shù)判定旋流場中流動形態(tài)為湍流。流量脈動條件下旋流分離器內以彈狀流為核心流型，此時Re＜79363；當Re＜54841 時為氣泡流，此時截面含氣量φ＜9.8%；當Re＜87036 時 為 波 狀 流，此 時截面含氣量φ＜84.6%。隨著入口流速的增加，類圓形氣泡維持形狀則需要更高的液相折算速度來產(chǎn)生更高的湍動力，因此，流量的增大將使氣泡流和塞狀流之間的轉換邊界向較高的液相速度移動，此時54841＜Re＜62751。塞狀流中的小氣彈在對流作用下發(fā)生碰撞，從而促進氣彈碰撞融合，形成連續(xù)的界面，而轉換成彈狀流。在彈狀流形成過程中，伴隨著氣泡流與氣彈的融合，進一步增大彈狀流的長度。隨著流量的增大，氣泡流與彈狀流之間轉換界限向更高的氣相速度移動。而塞狀流與彈狀流之間轉換界限則向更低的氣相速度移動。在彈狀流的基礎上繼續(xù)提升液相折算速度，在尾端部分氣核及部分氣彈在外力的作用下受到擠壓成為絲狀流。波狀流的氣液兩相流流速較大。脈動使氣相周圍的液膜波動，使形成的氣核整體呈波狀長氣泡。同時，脈動會破壞氣相附近液膜的穩(wěn)定性，使液膜厚度發(fā)生周期性變化。

圖11 流型轉換界限圖Fig.11 Flow pattern conversion boundaries

2.5 氣泡的聚并和破碎

通過觀察特殊幀時氣液兩相流動形態(tài)，發(fā)現(xiàn)產(chǎn)生流型變化的根本原因是氣泡間的聚并和破碎行為。旋流分離器的工作過程中，由于其內部流場為強旋流，特別是在脈動進液的復雜工況下，氣相在運動過程中不斷碰撞和破裂，形成氣核或破碎為分散的小氣泡分布在水相之中，造成旋流場中流型的變化，從而導致分離效率發(fā)生根本改變。

在高強度的旋轉流場作用下，密度大的水受到的離心力大于密度相對小的空氣，水在離心力的作用下徑向朝管壁運動，空氣則匯聚在軸心位置。在此期間，水隙中的氣泡在內慣性力的作用下被擠壓、拉伸、碰撞和破裂，這種空化作用致使近壁面處水相占據(jù)絕對主導，氣泡不斷地在軸心位置靠攏聚并形成氣核。氣泡之間的聚并行為過程如圖12所示。在f=183 幀時，流場中存在大量分散的氣泡，0.015 s之后即f=186 幀時，隨著小氣泡之間的碰撞聚并，小氣泡和大氣泡之間的吞噬聚并逐漸形成了f=187 幀所示的絲狀氣泡形態(tài)，本文將其稱為氣絲，0.005 s后氣絲之間合并，形成188 幀所示的氣塊，直至f=189 幀氣塊更加明顯，邊更加清晰，最終在f=198 幀即0.045 s之后，聚并和聚合之后形成帶狀氣泡團。

圖12 多個氣泡之間的聚并Fig.12 The coalescence of multiple bubbles

入口速度的不斷變化引發(fā)流場強度改變，氣泡尾流產(chǎn)生的黏性剪切力會導致流體顆粒周圍存在速度梯度，導致氣泡的分裂和破碎。在f=855 幀特殊幀下，存在一個細長頸氣泡，也就是氣泡帶，氣泡帶在流場的作用下于圖示位置發(fā)生凹陷，氣泡界面的速度脈動逐漸超過臨界值，并在f=857 幀位置發(fā)生界面重塑，生成的新的界面隱約可見，1 幀之后即f=858 幀時，分離后的氣泡界面逐漸變得清晰，氣泡在黏性剪切力的作用下逐漸被拉伸，分裂成兩個直徑幾乎相等的子氣泡，成類似扭曲的圓柱型。f=859幀時，具有較大體積的氣泡處于尾流外部時，撞擊氣泡界面渦的慣性力超過形成的最小子氣泡的界面力，尾流邊界的剪切應力導致氣泡的拉伸、變形直至分裂。最終在f=861 幀時撞擊氣泡界面的渦的湍動能超過臨界值，破碎產(chǎn)生很多個較小的子氣泡。分離后的氣泡受到來自各個方向力的擾動被打亂成眾多分散的小氣泡，氣泡部分發(fā)生斷裂，部分形成新的零散氣泡，如圖13所示。

圖13 氣泡破碎行為Fig.13 Bubble breaking behavior

2.6 氣液兩相流動對分離效率的影響

由于氣液旋流分離器的底流口、溢流口均有氣相的存在，氣相難以捕集測量，需要用到氣液緩沖罐對分離效率進行測定。氣液緩沖罐中的氣體為飽和狀態(tài)，甚至可能含有微小液滴，同時對溢流口和底流口進行對照實驗，以減小測量結果的偏差。通過氣液緩沖罐上部和下部的排氣管與排液管上的流量計獲得具體氣相流量和液相流量，再通過式（11）計算分離效率

式中，F(xiàn)為分流比；Cd為底流出口含氣量；Ci為入口含氣量。

為了探究截面的含氣量對分離效率的影響，運用DoseResp 函數(shù)[式（12）]建立分離效率E和截面含氣量φ之間的數(shù)學關系。

表3 展示了式（12）中擬合參數(shù)的值、標準誤差和相關性等。其中，概率＞|t|表示數(shù)據(jù)的給定值和平均值之間有顯著差異的概率。由表3 可知，有顯著性差異的概率最高不高于0.2%。

表3 參數(shù)值及誤差Table 3 Parameter values and errors

將表3中各參數(shù)代入式（12）并保留小數(shù)點后兩位得到式（13）。

擬合曲線如圖14所示。

圖14 分離效率擬合曲線Fig.14 Fitting curve of separation efficiency

根據(jù)以上研究，得到分離效率E和截面的含氣量φ之間的擬合效果，如表4 所示。Reduced Chi-Sqr 表示觀測值與擬合值的直接差異，其值越小，表示擬合效果越好；決定系數(shù)R2(COD)越接近1，表示擬合效果越好；校正決定系數(shù)調整后R2相比決定系數(shù)R2(COD)消除了特征數(shù)量和樣本數(shù)量的影響，其值越接近1，表示擬合效果越好。綜上所述，式（13）對分離效率和截面的含氣量φ之間的數(shù)學關系具有顯著性。

表4 擬合效果Table 4 Fitting effect

3 結 論

通過旋流分離器的高速高清可視化實驗，探究了流量脈動條件下氣泡的動力學行為對氣液兩相流流型的影響。得出的主要結論如下。

（1）在整個脈動周期內，氣核尺寸和形態(tài)隨流量脈動呈現(xiàn)周期往復性。在流量增大段即幀數(shù)在350～600 幀區(qū)間段內，氣核整體向溢流口方向運移，分離效率呈現(xiàn)增大趨勢。而在流量減小段即幀數(shù)在850～1100 幀區(qū)間段內，氣核整體向底錐方向運移。

（2）通過氣液兩相折算速度繪制流型轉換界限圖，在脈動條件下，旋流場內以彈狀流為核心流型，此時Re＜79363；當Re＜54841 時為氣泡流，此時截面含氣量φ＜9.8%；當Re＜87036 時為波狀流，此時φ＜84.6%。隨著流量的增大，各流型之間轉換界限發(fā)生改變，建立了截面含氣量和分離效率之間的數(shù)學關系式。

（3）深入分析流量脈動周期內的特殊幀，得出流量脈動條件下旋流分離器內氣液兩相流動主要流動形態(tài)包括氣泡流、塞狀流、彈狀流、絲狀流及波狀流。氣泡間的聚并破碎行為是影響氣液兩相流動形態(tài)發(fā)生變化的主要原因。