2.6　壓力場數值模擬結果

為了深入了解水力噴射空氣旋流器內氣相壓降特性呈現出如圖2.4所示的變化規律的原因，結合其壓力場和湍動能的數值模擬進行解釋說明。隨著氣速的增加，WSA內壓降先后出現低壓降區、壓降突升區、壓降過渡區和高壓降區，為了深入研究WSA內部壓力分布規律，取縱截面（Y=0）以及每個小孔所在高度的橫截面（z=40mm、55.6mm、71.6mm、86.8mm、102.4mm、118mm）為研究對象。

2.6.1　各個截面的壓力分布規律

如圖2.8所示為不同截面處的壓力分布云圖。在u_g≤ 4m·s^-1時，在水力噴射空氣旋流器的分離空間存在明顯的負壓區域，且隨著氣速的增加，負壓區域向WSA壁面的兩邊擴散變大，當氣速增加到4m·s^-1時負壓區域充滿WSA的分離空間底部。在低壓降區（u_g≤ 6.22m·s^-1）WSA的耦合空間部分壓力分布有比較好的對稱性，在壓降突升區（7.11m·s^-1≤ u_g≤ 9.78m·s^-1）壓力分布的對稱性開始出現被破壞的趨勢。這是由于此時在射流柱的表面發生了空氣吹脫，射流柱產生表面波，造成了部分液滴霧化，從而間接地增加了氣相的平均密度，使得壓力的分布出現了不對稱性。且排氣管壓力分布值從其底部向上逐漸增大，這是因為氣相主要通過內旋流進入排氣管，隨著氣速的增加，相應的氣壓逐漸增大的緣故。當氣速增加到10.67m·s^-1時，壓力的最大值區域開始分布在WSA的耦合空間環隙；隨著氣速的繼續增加，壓力的最大值逐漸充滿耦合空間的環隙；當氣速增大到此處的壓力略小于其他區域時，出現如上所述的現象。從圖2.8還可以看出在u_g=16m·s^-1時，其壓力最大值區域分布最為對稱，說明此處的氣液傳質相關性質的狀態趨于穩定，可能氣液傳質的效果從非穩態慢慢變成穩態，其傳質效果達到最大化。

上述內容主要從縱截面的角度分析研究壓力場的分布規律，而未對小孔高度橫截面的壓力分布進行探討研究。本部分主要對小孔高度橫截面的壓力分布進行分析說明。如圖2.9所示，通過積分中值定理得到小孔高度橫截面壓力積分值的曲線變化規律。從總體上來看，隨著橫截面逐漸向下增大（即小孔所在高度的六個橫截面），其壓力場分布的平均值逐漸減小。即在接近旋風進口處，如圖2.9中z=40mm處橫截面的壓力積分平均值最大，遠離旋風進口位置z=118mm處的壓力積分平均值最小。因此，小孔高度橫截面的壓力分布滿足能量的遞衰規律。從圖2.9還可以看出，小孔高度橫截面壓力曲線的轉折點大約在u_g=7m·s^-1和u_g=16m·s^-1。而u_g=7m·s^-1恰好處于壓降突升區，u_g=16m·s^-1也與前面的推測相吻合。

2.6.2　各個截面的湍動能分布規律

圖2.10所示為WSA內各個截面的湍動能分布云圖。從總體上來講，隨著氣速的增加，各個截面湍動能分布的對稱性逐漸減弱，且在分離空間湍動能最大值分布的區域，隨著氣速變化而逐漸消失，并向排氣管底部附近聚合。當u_g≤2.67m·s^-1時，WSA的分離空間出現的湍動能最大值區域幾乎“充滿”整個分離空間，并且隨著氣速的增加最值區域逐漸向中心移動，直到最后在WSA的分離空間完全消失。從圖中還可以看出在u_g=0m·s^-1時，湍動能最大值區域之所以在WSA分離空間是因為底流口打開，液體由于重力的作用向下運動，從而帶動該區域的運動，產生一定的湍動能。在該條件下，各個橫截面的湍動能主要由徑向射流產生的速度提供，因而表現出射流柱所在位置為湍動能也是湍動能最大值分布的區域，且呈較好的對稱性分布。當u_g=5.33m·s^-1時，分離空間的最大值區域消失，且在排氣管內湍動能的最大值區域開始減少并且在排氣管底部附近出現較為明顯的淡黃色區域。當u_g=7.11m·s^-1時排氣管內的區域也消失并只在排氣管的底部附近出現湍動能的最大值。隨著氣速的繼續增加，最大值分布從開始只集中在排氣管的底部區域變化到慢慢分布在整個排氣管，因此可以看出u_g=7.11m·s^-1是該射流條件下的一個氣速轉折點。但是此時的分布沒有先前的分布對稱，這可能是由于到最后氣相夾帶的液滴較多且具有不同的運動狀態，從而改變該區域的湍動能分布。

2.6.3　耦合空間環隙區域壓力場分布規律

為了探討WSA主筒體的耦合空間環隙區域的壓力分布場規律，在u_g=1.78、6.22、10.67m·s^-1和u_g=17.78m·s^-1條件下，對上（z=48.686mm）、中（z=79.886mm）和下（z=126.086mm）位置處環隙區域的壓力場分布作進一步分析研究。

圖2.11給出了耦合空間環隙區域的靜壓分布。由圖可知，靜壓分布不穩定，不具有較好的對稱性。在圓環區域存在較為明顯的紅點即最大靜壓值，主要分布在貼近圓環兩壁面區域。從靜壓的流體力學定義即流體在流動時產生的垂直于流體運動方向的壓力可以看出，靜壓與運動方向等有關。而流體在離心力的作用下做圓周運動，液相在氣相的旋轉作用下大部分被甩向了外壁，部分小液滴和部分空氣在離心力的作用下做內旋流動。隨著氣速的增大，液滴被分散成為更多的小液滴分布在圓環內，且在氣相的作用下形成局部較高的靜壓值。特別是在z=126.086mm橫截面的位置處，該現象最為明顯，也最能反映氣液兩相界面接觸的狀況。

表2.2表示不同氣速下耦合空間各圓環橫截面的靜壓積分平均值。在相同的氣速條件下，沿截面豎直向下靜壓值不斷增大，滿足靜壓的分布規律。通過比較發現從耦合空間上部（z=48.686mm）到耦合空間中部（z=79.886mm）靜壓平均值的增幅最大，耦合空間中部（z=79.886mm）到耦合空間底部（z=126.086mm）靜壓平均值的增幅較小一些。從表2.2還可以看出，當u_g=6.22m·s^-1時，該氣速下的靜壓平均值皆大于u_g=10.67m·s^-1氣速下的靜壓平均值。這可能由于在u_g=6.22m·s^-1時，液滴開始霧化，導致氣流流體的平均密度驟然變大，靜壓均值出現了劇增；隨著氣速的繼續增加，其靜壓值分布表現出傳統旋風器的靜壓分布規律，即靜壓均值隨氣速的增加而增加，這也是與傳統旋風器的一個不同點。

如圖2.12所示為耦合空間內三個橫截面的動壓分布云圖，表2.3所示為不同氣速下耦合空間各橫截面動壓積分平均值。首先從其動壓的分布云圖可以看出，隨著氣速的增加，動壓從開始的分布在圓環的內壁區域，逐漸地分散在環隙的所有區域。當u_g=17.78m·s^-1時，該現象最為明顯，且伴隨著較為明顯的紅點出現，即動壓的最大值。從數值大小來看，如表2.3所示，隨著氣速的增加，動壓明顯增加，但是增幅逐漸減少。這可能是由于氣速的增加，固然增大了動壓值，但是同時也增加了氣液兩相的接觸或碰撞的機會，使得能量發生耗散，從而增幅逐漸減小。在相同的氣速條件下，如u_g=1.78m·s^-1時，耦合空間內上部截面（z=48.686mm）到中部截面（z=79.886mm）的動壓均值下降了約為50%，而上部截面到下部截面（z=126.086mm）降幅達到83%左右。隨著氣速的增加，增減的幅度逐漸減小。

圖2.13和表2.4分別示出了不同氣速下耦合空間環隙區域的總壓分布云圖和耦合空間各橫截面位置的總壓積分平均值。由圖2.13可以看出，總壓云圖與靜壓云圖的分布規律基本相似。這是因為靜壓值遠遠大于動壓值（如表2.2、表2.3所示）的緣故。從表2.4也可以看出來，在u_g=6.22m·s^-1時，總壓均值也呈現出與靜壓相同的變化規律。但是在相同氣速條件下的總壓值的差別沒有靜壓和動壓的明顯。