基于DSM湍流模型的氣固圓湍撞擊流模擬

1、基于DSM湍流模型的氣固圓湍撞擊流模擬摘要:采用改進(jìn)的DSM大渦模型模擬氣相湍流流動，采用顆粒軌道模型模擬顆粒運動，在雙向耦合氣固湍流數(shù)理模型基礎(chǔ) 上，采用蒙特卡洛方法Tanaka模型進(jìn)行顆粒碰撞計算，取得相同顆粒數(shù)量下不同粒徑的固體顆粒隨湍射流運動對氣相射流 的調(diào)制規(guī)律及顆粒彌散規(guī)律結(jié)果表明，較大粒徑的顆粒加強了氣流剛性，由于顆粒慣性較大，對沖碰撞使顆粒在碰撞滯止 點聚集，使流場中顆粒相濃度分布不均;中等粒徑的顆粒對氣相耗散較小，顆粒受到離心力主導(dǎo)影響，碰撞后仍沿渦的外圍 擴散;較小粒徑的顆粒對氣相耗散嚴(yán)重,顆粒跟隨性好，大多聚集在渦核內(nèi)，碰撞后仍隨氣體向外擴散，在流場中分布均勻 關(guān)鍵詞：氣

2、固圓湍對撞流;大渦模擬;湍流特性;顆粒彌散Numerical Simulation of Gas - Solid Opposed TurbulentRound Jets Based On DSM Turbulent ModelABSTRACT: Two - way coupling large eddy simulation was used to simulate the gas - solid co - flows on opposed turbulent round jets in this paper. At a given particle mass flux ratio % the

3、 effects of laden particles on turbulent gas modulation and those of gas on particle dispersion were systematically studied at different particle sizes. The results indicate that the rigidity of the gas phase is strengthened by large particles as the inertia of large particles is relatively greater.

4、 Particles accumulate around the stagnation point of collision which leads to the uneven distribution of the flow field. As the dissipation rate to the gas phase is small % middle particles are dominated by the centrifugal force and still diffuse along the periphery of eddy after the collision. The

5、following feature of small particles is better as the dissipation rate to gas phase is more intense. And most of the small particles accumulate in the core of the eddy. Small particles dissipate along with the gas phase after the collision and distribute evenly in the flow field.KEYWORDS: Opposed tu

6、rbulent round jets; Large eddy simulation; Turbulent flow behavior; Particles dispersion1引言氣固兩相湍流射流普遍且大量地存在于各類自然界和 工程應(yīng)用相關(guān)的物理運動過程與化學(xué)反應(yīng)過程中，其中煤粉 鍋爐氣固多射流的燃燒一直是研究的熱點，煤粉顆粒的擴散 程度是影響鍋爐傳熱效率和燃燒效率的重要因素之一。近年來,眾多學(xué)者采用了實驗和模擬的方法來探索氣固 兩相單射流的流動規(guī)律,這些研究多集中在固相對流場的調(diào) 制1-3以及顆粒在流場中的彌散規(guī)律4,5,并取得了一些成 果。然而,對問題更為復(fù)雜的多射流中氣固兩相之間的相互

7、 作用以及對流場質(zhì)量輸運、動量輸運、能量輸運造成的影響 的研究有限。同時，國內(nèi)外學(xué)者也通過開展試驗與模擬研究 探索了單相對沖射流的流場6-9，并對兩相對沖射流中涉及 對沖射流滯止點10-12、射流周期偏轉(zhuǎn)震蕩13、工業(yè)應(yīng)用背 景下的流場特征14,15等方面取得了一定的研究成果。然而, 迄今為止有關(guān)氣固兩相多射流的兩相相互作用機理研究的公開報道仍較少，有待進(jìn)一步有針對性地開展研究。軸對稱對沖圓湍射流是對沖燃燒等對沖射流的基本流 動形式，本文以軸對稱對沖圓湍射流流動作為研究對象，對 氣相場采用大渦模擬方法，對固相采用離散相模型，并采用 雙向耦合的方法考慮固相與氣相場的相互作用，研究對沖 圓湍射流流

8、場內(nèi)顆粒的擴散規(guī)律以及多射流的湍流變化 規(guī)律。2基本控制方程2.1氣相改進(jìn)的LES湍流模型大渦模擬的基本思想在于把湍流的瞬時運動通過濾波 的方法分解為大尺度運動和小尺度運動兩部分17，大尺度 運動對平均流動其主要作用，包含湍流大部分的傳質(zhì)、傳熱 及能量輸運,而小尺度運動對平均流動影響較小，主要起粘 性耗散的作用。過濾后的湍流大尺度運動量可直接數(shù)值? 解,而小尺度湍流運動對大尺度運動量的影響則通過構(gòu)建模 型來模擬。本文基于Smagorinsky - Lily大渦模型18，采用 DSM( Dynamic - Smagorinsky model)大渦模型，即對傳統(tǒng) Sma- gorinsky大渦模型

9、的控制方程進(jìn)行二次過濾，從而實現(xiàn)對氣 固圓湍對撞流的湍流流動的三維數(shù)理建模。一次過濾用上 標(biāo)s表示，二次過濾用上標(biāo)表示，時均運動量用上標(biāo)t表示， 因此過濾后的湍流質(zhì)量守恒的連續(xù)性方程和動量守恒方程 如下(1)It(*)- + PsSi -( g- + PsSi -( g，&(2)2%9禹)，其中為可解的氣體運動粘度19(g,&g,J -定義為亞網(wǎng)格尺度的應(yīng)力張量，(gt理其計算公式為 = &t(勺-其中&t3 &xk為亞網(wǎng)格理其計算公式為 = &t(勺-其中&t3 &xk在傳統(tǒng)Smagorinsky - Lily大渦模型中，亞網(wǎng)格渦黏度模型18為> = Pg-2 S I,引入二次過濾的應(yīng)力

10、張量Tgt，可表示 為 T,t = (Pgg，&，Pgg.ig) -Pgg,&寫。同樣引入渦黏度模型進(jìn)行過濾，則二次過濾的應(yīng)力張量 可表示為：一次過濾(gt = - 2pC2%2 S |( S, - + S松)(3)二次過濾Tgt = - 2pC偵 S |( S, - + S,8,-)( 4)其中，Cd通過Lily提出的最小二乘法獲得其收縮解20-21 2. 2顆粒運動方程本文在模擬固相顆粒場時,作了以下假設(shè):固體顆粒視 作球形，且顆粒粒徑統(tǒng)一分布。由于固體顆粒的密度遠(yuǎn)遠(yuǎn)大 于流體密度，因此顆粒所受的合力僅考慮重力和曳力，忽略 了馬格努斯旋轉(zhuǎn)提升力、薩夫曼剪切提升力、壓力梯度力、熱 作用力、虛

11、擬質(zhì)量力、范德華力、巴塞特力、浮力等22 - 24-因此，僅考慮氣固曳力和重力的顆粒運動方程可寫為&g& =&(5)其中，是氣固曳力，是顆粒松弛時間，可(5)驗公式估算& 0是顆粒粒徑;是顆粒雷諾 喚 gC0)M=-婦;Co是氣固曳力系數(shù)，當(dāng)數(shù),定義為Mg241咎(1 + 數(shù),定義為Mg241咎(1 + 專)，當(dāng) 1000 時，Co#1000 時，Co2.3四向耦合的顆粒碰撞模型本文基于直接模擬蒙特卡洛方法( DSMC)來計算氣固四 角切向湍射流中的顆粒碰撞，其基本思想為用少量的樣本顆 粒代替眾多真實顆粒，通過統(tǒng)計樣本顆粒的運動狀態(tài)實現(xiàn)對 真實顆粒運動的模擬禎。即,在DSMC方法中，判斷一個顆

12、 粒與另一個顆粒碰撞主要由碰撞概率決定，而不是由確定性 方法顆粒的軌道決定。本文中的顆粒數(shù)量多，顆粒粒徑較小 且均勻分布，因此采用在拉格朗日軌道的基礎(chǔ)上建立的Tanaka 模型,27-，其顆粒碰撞概率為(6)其中,0=為顆粒數(shù)密度，定義為0 = V,0為流場網(wǎng)格中的樣 本顆粒數(shù)量,V為流場網(wǎng)格中的真實顆粒數(shù)量,0=為顆粒直 徑,X為流場網(wǎng)格的體積,t為時間間隔?；谛拚齆anbu算法來計算真實流場中的顆粒碰撞，每 個樣本的顆粒碰撞概率分布遵循泊松分布，因此。5 Rourke 給出流場中的顆粒碰撞概率為(0 =e-0M( 7)其中,0為一個顆粒與其它顆粒的碰撞次數(shù),0為平均預(yù)期的 顆粒碰撞次數(shù)。

13、3邊界條件及求解方法選取底面直徑為300mm，長度為600mm的圓柱形區(qū)域 作為射流流場求解區(qū)域，左右設(shè)有兩直徑為20mm的同軸圓 湍射流入口。氣相為空氣，入口為速度入口，初始速度15m/S,雷諾數(shù)為11976,出口為壓力出口 P碩=-lOOPa,墻壁 為無滑移邊界。對離散相設(shè)置為，每個時間步長噴入流場 38O個顆粒，其中氣相時間步長與顆粒相步長一致，均設(shè)置為 O. OOOOls，每一次氣相場的計算完成后均計算一次顆粒相的 迭代。顆粒密度為2OOOkg/m3，粒徑分別為1+m、15+m和 5O+m，對應(yīng) St 數(shù)為 O. OO5、1 和 12.5。本文所構(gòu)建三維非穩(wěn)態(tài)氣固圓湍對撞流三維數(shù)學(xué)模型

14、 的求解依托于商業(yè)軟件ANSYS Fluent完成，其求解過程通過 PC 一 SIMPLE ( Phase Coupled Semi 一 Implicit Method for Pressure Linked Equations)方法進(jìn)行壓力-速度耦合的計算處 理。氣相時間步長與顆粒相步長一致,均設(shè)置為O. OOOO1s， 每一次氣相場的計算完成后均計算一次顆粒相的迭代。三 維非穩(wěn)態(tài)求解結(jié)果的收斂標(biāo)準(zhǔn)設(shè)置為所有相關(guān)控制方程殘 差絕對值小于O. OO1。4結(jié)果和討論4.1氣相時均流場模擬結(jié)果圖1為添加顆粒后的氣相場沿中軸線的時均流向速度 分布。L為距離射流入口的距離，沿中軸線方向?qū)⒘鲌鰟澐?為三

15、部分：近噴嘴區(qū)(O L 5D)、遠(yuǎn)噴嘴區(qū)(5D L 12. 5D)和撞擊區(qū)(12.5DL15D)。圖示，從噴口處時均流 向氣速呈現(xiàn)逐漸下降的趨勢，并在z/D = 15氣速達(dá)到最小值。在近噴嘴區(qū)，添加5O+m顆粒后氣相速度下降最快，添圖1氣相場沿中軸線的時均流向速度分布圖2氣相場沿中軸線的時均流向速度分布加1+m顆粒和15+m顆粒后的氣相速度變化不明顯;在遠(yuǎn)噴 嘴區(qū)，添加5O+m顆粒的氣相速度下降趨勢基本不變，而添 加1+m顆粒和15+m顆粒后的氣相速度急速下降，并且氣速 下降到比添加5O+m顆粒時的氣相速度更低；在對沖碰撞 區(qū)，添加三種顆粒的氣相均達(dá)到最低速度，15+m顆粒使氣速 下降最低。圖

16、2為分別在距離射流入口的距離L = 1D(L = 5D、L = 1OD和L = 15D四個不同截面上氣相時均流向速度 的徑向分布。對比圖3中可見,Stokes數(shù)較大的顆粒在近噴 口處對氣相耗散較大值。在近噴嘴區(qū)，添加5O+m顆粒后氣相速度下降最快，添圖1氣相場沿中軸線的時均流向速度分布圖2氣相場沿中軸線的時均流向速度分布dp-50|im0.00-1dp-50|im0.00-1,!|1051015202530z/D由此可見,在對沖射流中，Stokes數(shù)較大的顆粒在入口 處對氣相的耗散最大,Stokes數(shù)較小的顆粒在遠(yuǎn)噴口區(qū)對氣 相場的耗散最大,Stokes數(shù)在1的數(shù)量級的顆粒在碰撞區(qū)域 對氣相場

17、的耗散最大。圖3為對沖中心面氣相場時均徑向速度的徑向分布。 顯然可見,在對沖碰撞面，氣流向出口流動，氣速達(dá)到最大值 后逐漸下降。添加粒徑為15的顆粒使徑向速度達(dá)到最 大值且最大值出現(xiàn)在距離中心最遠(yuǎn)的位置；添加粒徑為 50的顆粒使得徑向速度耗散最大，且很快降到0,甚至出 現(xiàn)負(fù)值;同樣的,1+的顆粒也存在對徑向氣速的耗散。由 此可見，在對沖中心面上,Stokes數(shù)較大的顆粒使得氣相剛 性增強，氣相擴散減小，而Stokes數(shù)為1數(shù)量級的顆粒對氣 相的耗散較小，并在一定程度上減小了氣相的橫向擴散。4.2顆粒的擴散特性軸對稱氣固兩相圓湍射流具有高度對稱性，因此下文顆 粒分析主要針對左端入射口的顆粒信息進(jìn)

18、行分析。4. 2. 1顆粒運動軌跡圖4是不同Stokes數(shù)的顆粒在流場中的運動軌跡?？?見,Stokes數(shù)較小的顆粒軌跡大多呈現(xiàn)繞小圈的“小渦”，表 明小顆粒跟隨性較好緊隨氣相流動的變化;Stokes數(shù)在1數(shù) 量級的顆粒軌跡大多呈現(xiàn)繞大圈的“大渦”，這表明中等大小 顆粒主要受到氣相渦的離心力作用；Stokes數(shù)較大的顆粒受 到氣相場的影響較小,部分大顆粒保持自身慣性向前做減速 運動，觸到壁面后反向加速，部分顆粒由于受到對面來流顆 粒的撞擊，直接改變運動方向，但顆粒大多保持直線運動，這 表明氣固射流中大顆粒本身的慣性起到主要作用，氣相場對 其影響較小。由于射流的對沖碰撞，氣相在對沖中心形成滯止點

19、，顆 粒易在滯止點積聚。Stokes數(shù)較小的顆粒在堆積后的顆粒 又受到向出口擴散的氣相渦的影響，顆粒進(jìn)入渦的內(nèi)部并向 出口擴散;Stokes數(shù)在1的數(shù)量級的顆粒又受到向出口擴散 的氣相渦離心力的影響并向出 口擴散; Stokes 數(shù)較大的顆粒(a)dp=l p, m(b)dp=15 m(c)dp=50 p, m圖4不同Stokes數(shù)的顆粒在流場中的運動軌跡沒有隨著氣相渦向出口擴散。可見在對沖湍流射流中，顆粒 的運動仍符合單射流中顆粒的運動規(guī)律13:數(shù)較小的顆粒 在氣固射流場中跟隨性較好，顆粒容易被流體卷吸,顆粒多 分布在大渦結(jié)構(gòu)內(nèi)部，擴散率小,在流場中的分布較為均勻； Stokes數(shù)在1的數(shù)量級的顆粒在氣固射流場中受到大渦結(jié)構(gòu) 旋轉(zhuǎn)離心力的影響較大,顆粒多分布在