2.6　壓力場數(shù)值模擬結(jié)果

為了深入了解水力噴射空氣旋流器內(nèi)氣相壓降特性呈現(xiàn)出如圖2.4所示的變化規(guī)律的原因，結(jié)合其壓力場和湍動能的數(shù)值模擬進(jìn)行解釋說明。隨著氣速的增加，WSA內(nèi)壓降先后出現(xiàn)低壓降區(qū)、壓降突升區(qū)、壓降過渡區(qū)和高壓降區(qū)，為了深入研究WSA內(nèi)部壓力分布規(guī)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(guī)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(fù)壓區(qū)域，且隨著氣速的增加，負(fù)壓區(qū)域向WSA壁面的兩邊擴(kuò)散變大，當(dāng)氣速增加到4m·s^-1時負(fù)壓區(qū)域充滿WSA的分離空間底部。在低壓降區(qū)（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(qū)（7.11m·s^-1≤ u_g≤ 9.78m·s^-1）壓力分布的對稱性開始出現(xiàn)被破壞的趨勢。這是由于此時在射流柱的表面發(fā)生了空氣吹脫，射流柱產(chǎn)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(xiàn)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(nèi)旋流進(jìn)入排氣管，隨著氣速的增加，相應(yīng)的氣壓逐漸增大的緣故。當(dāng)氣速增加到10.67m·s^-1時，壓力的最大值區(qū)域開始分布在WSA的耦合空間環(huán)隙；隨著氣速的繼續(xù)增加，壓力的最大值逐漸充滿耦合空間的環(huán)隙；當(dāng)氣速增大到此處的壓力略小于其他區(qū)域時，出現(xiàn)如上所述的現(xiàn)象。從圖2.8還可以看出在u_g=16m·s^-1時，其壓力最大值區(qū)域分布最為對稱，說明此處的氣液傳質(zhì)相關(guān)性質(zhì)的狀態(tài)趨于穩(wěn)定，可能氣液傳質(zhì)的效果從非穩(wěn)態(tài)慢慢變成穩(wěn)態(tài)，其傳質(zhì)效果達(dá)到最大化。

上述內(nèi)容主要從縱截面的角度分析研究壓力場的分布規(guī)律，而未對小孔高度橫截面的壓力分布進(jìn)行探討研究。本部分主要對小孔高度橫截面的壓力分布進(jìn)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(guī)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(fēng)進(jìn)口處，如圖2.9中z=40mm處橫截面的壓力積分平均值最大，遠(yuǎn)離旋風(fēng)進(jìn)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(guī)律。從圖2.9還可以看出，小孔高度橫截面壓力曲線的轉(zhuǎn)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(qū)，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(guī)律

圖2.10所示為WSA內(nèi)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(qū)域，隨著氣速變化而逐漸消失，并向排氣管底部附近聚合。當(dāng)u_g≤2.67m·s^-1時，WSA的分離空間出現(xiàn)的湍動能最大值區(qū)域幾乎“充滿”整個分離空間，并且隨著氣速的增加最值區(qū)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(qū)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(qū)域的運動，產(chǎn)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(chǎn)生的速度提供，因而表現(xiàn)出射流柱所在位置為湍動能也是湍動能最大值分布的區(qū)域，且呈較好的對稱性分布。當(dāng)u_g=5.33m·s^-1時，分離空間的最大值區(qū)域消失，且在排氣管內(nèi)湍動能的最大值區(qū)域開始減少并且在排氣管底部附近出現(xiàn)較為明顯的淡黃色區(qū)域。當(dāng)u_g=7.11m·s^-1時排氣管內(nèi)的區(qū)域也消失并只在排氣管的底部附近出現(xiàn)湍動能的最大值。隨著氣速的繼續(xù)增加，最大值分布從開始只集中在排氣管的底部區(qū)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(zhuǎn)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(tài)，從而改變該區(qū)域的湍動能分布。

2.6.3　耦合空間環(huán)隙區(qū)域壓力場分布規(guī)律

為了探討WSA主筒體的耦合空間環(huán)隙區(qū)域的壓力分布場規(guī)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(huán)隙區(qū)域的壓力場分布作進(jìn)一步分析研究。

圖2.11給出了耦合空間環(huán)隙區(qū)域的靜壓分布。由圖可知，靜壓分布不穩(wěn)定，不具有較好的對稱性。在圓環(huán)區(qū)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(huán)兩壁面區(qū)域。從靜壓的流體力學(xué)定義即流體在流動時產(chǎn)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(guān)。而流體在離心力的作用下做圓周運動，液相在氣相的旋轉(zhuǎn)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(nèi)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(huán)內(nèi)，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(xiàn)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(huán)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(guī)律。通過比較發(fā)現(xiàn)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(dāng)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(dǎo)致氣流流體的平均密度驟然變大，靜壓均值出現(xiàn)了劇增；隨著氣速的繼續(xù)增加，其靜壓值分布表現(xiàn)出傳統(tǒng)旋風(fēng)器的靜壓分布規(guī)律，即靜壓均值隨氣速的增加而增加，這也是與傳統(tǒng)旋風(fēng)器的一個不同點。

如圖2.12所示為耦合空間內(nèi)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(huán)的內(nèi)壁區(qū)域，逐漸地分散在環(huán)隙的所有區(qū)域。當(dāng)u_g=17.78m·s^-1時，該現(xiàn)象最為明顯，且伴隨著較為明顯的紅點出現(xiàn)，即動壓的最大值。從數(shù)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(jī)會，使得能量發(fā)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(nèi)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(dá)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(huán)隙區(qū)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(guī)律基本相似。這是因為靜壓值遠(yuǎn)遠(yuǎn)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(xiàn)出與靜壓相同的變化規(guī)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。