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旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为摘要本研究以流体模拟软件f l u e n t 6 2 模拟环流式旋风除尘器流场结构及固体颗粒运动情况，分析了除尘器内的涡流状况和固体颗粒的运动轨迹及影响除尘效率的因素，为抑制除尘器内流体的湍动和防止粉尘二次卷扬，提高旋风除尘器对亚微米粉尘的去除效率提供理论依据；并在大涡模拟结果的指导下，提出了以内构件导流整流提高环流式旋风除尘器性能的措施。所作主要研究工作如下：1 、用f l u e n t 6 2 前处理软件g a m b i t 画出环流式旋风除尘器的模拟模型，并根据环流式旋风除尘器自身结构特点和器内气流流动情况，通过合理分区，划出质量较高的六面体网格。2 、运用流体模拟软件f l u e n t 6 2 ，基于大涡模拟，对该模型进行模拟运算，并进行合理的分析调试，得到较好的收敛结果。在此基础上分别考察了环流式旋风除尘器一次分离区、环隙和锥体的流场和压力场分布情况。结果表明锥体部分和一次分离区静压成v 型分布，切向速度由轴心向边壁先增大后减小，到边壁处减小到零。环隙部分静压随高度的增大而增大，同一截面静压基本呈线性分布，到外筒边壁处达到最大值( 9 5 0 p a ) ，环隙底部切向速度( g i n s ) 要小于环隙顶部切向速度( 1l r r g s ) 。3 、在一定的入口气遮下，采用美国t s i 公司智能热线热膜风速仪i f a 3 0 0和u 型压差计，分别测试锥体内不同截面的切向速度和静压，并与模拟值进行了比较，两者吻合较好，说明大涡模拟结果可靠。4 、在采用标准k 8 模型对湍流流场模拟的基础上，用相间耦合的随机轨道模型对固体颗粒运动轨迹进行初步的考察，并对不同粒径颗粒的分离效率进行了模拟与实验的比较分析。结果表明，颗粒的运动状况有很大的随机性。该方法对于粒级分离效率具有一定的预测性，但不能很好预测环流式旋风除尘器对 d c 者，向外推移的作用大于向内漂移的作用，结果被推移到旋风除尘器壁附近，粉尘浓度大于运载介质的极限负荷时则粉尘被分离捕集下来。该理论虽然对流场考虑较全面，但在计算中，常将汇流速度( 径向速度岫视作等速，这与实际有一定的误差。因为假想圆筒上的向心流未必以等速流经假想圆筒的全侧面。所以该理论也具有一定的局限性。( 3 ) 边界层理论边界层理论是1 9 7 2 年l e i t h 与l i c h t 类比静电除尘器的分离机理提出的，并提出了由此机理得出的分级效率公式，由于考虑了所有几何尺寸的影响，因而结果与实际较吻合，已被广泛应用。该理论认为在旋风除尘器的任意横截面上，颗粒浓度的分布是均匀的，但在近壁处的边界层内时有层流运动，只要颗粒在离心效应下浮游进入此边界层内，就可以被捕集分离下来。( 4 ) d i e t z 三区域模型理论1 9 8 1 年d i e t z 将旋风除尘器分成三个部分，并假设旋风区各部分径向返混均匀，提出了三区域模型。此模型依据1 9 4 9 年t e d i n d e n 的实验结果，将旋风器分成旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为了三个气流区域：进口区，下流区和上流区。并认为上流区和下流区伴有粒子的交换。此模型表述直观，考虑因素较为全面，但该三区域模型假设在旋风除尘器内各断面上粒子浓度相等，与实际不符。综上所述，这四类旋风器分离理论从不同角度近似的探讨了旋风分离器的分离收集机理。前两种理论即转圈理论和筛分理论由于考虑的因素不够全面，且导出的公式往往基于一特定的旋风器的实验曲线，应用起来具有很大的局限性。而最近的两种理论即l e i t h 的边界层理论和d i e t z 三区域模型理论虽考虑因素较全面，但也有各自的局限性( 如假设粉尘颗粒浓度均匀) 。1 3 旋风除尘器内的流场及浓度场1 3 1 旋风除尘器内的流场旋风除尘器内的流场是一个相当复杂的三维流场。气体在旋风器内作旋转运动时，任一点的速度均可分解为切向速度v t 、轴向速度v ：和径向速度v r 。1 9 4 9 年荷兰学者t e r l i n d e n 通过实验对旋风除尘器内气体运动时的三维速度：即切向、径向和轴向速度，以及全压和静压分布提出了一种比较全面的理论。下面将根据流场实测结果，分别介绍三维速度分布和压力分布规律。( 1 ) 旋风除尘器的三维速度分布切向速度v t切向速度对于粉尘颗粒的捕集与分离起着主导作用。含尘气体在切向速度的作用下，使尘粒由里向外离心沉降。在排气管以下任一截面上的切向速度v 。沿半径的变化规律为：在旋风除尘器中心部分的旋转气流，其切向速度v t 随着半径的增大而增大，是类似于冈体旋转运动的强制涡，称为“内涡旋”除尘器外部的旋转气流，其切向速度v t n 随着半径的增加而减少，是准自由旋涡，称“外涡旋”在内、外涡旋的交界面上，切向速度达到最大值( 如图1 1 ) 。各种不同结构的旋风除尘器，其切向速度分布规律基本相同。表达通式为：式中r 为气流质点的旋转半径，即距除尘器轴心的距离；n 为速度分布指数。对外涡旋，n = 0 5 o 8 ；在内涡旋的外侧面上n = 0 ，v t = 常数，并达到了最大值；对内涡旋，n = 1 ，则有：丘：常数r6青岛科技大学硕士研究生论文票饕罩纠聂k筒，彰人鐾爿鬯碰i 7 了f d o 哆文丌o 6 d 。i 目日胛，厶o，。半径方向厂卜一压nj 霞头u出口平均k0压力。庄为| 芎内盎为向外正为向上负为向下图1 - 1 旋风除尘器内漉场f i g 1 1f l o wf i e l di nt h ec y c l o n es e p a l a t o r径向速度v f径向速度是影响旋风除尘器性能的重要因素。它可以使尘粒沿半径方向，由外向里推至旋涡中心，阻碍尘粒的沉降。所以径向速度越大，旋风除尘器的分离能力越差。实验表明，在排气管入口以下的空闻存在着向心的径向流动。在旋风除尘器中，径向速度沿着高度的分布并不是均匀的，尤其是在排气管入口附近的径向速度值较大，对粉尘的捕集是不利的。由于径向速度值比切向速度值小一个数量级，而在除尘器内径向压力梯度又较大，所以极难测定，因此，至今对径向速度分布规律的研究仍不充分。轴向速度v z靠近旋风除尘器外壁的一层旋转气流的轴向速度v ：是下行的，中心部分是上行的，这样的轴向速度分布，构成了旋风除尘器内气体的双层旋转流动结构。实验证明在这两层部分气体交界面上轴向速度为零，该交界面与器壁平行呈倒圆锥形( 2 ) 旋风除尘器的涡流涡流也称二次涡流，在旋风除尘器内称次流( 如图1 - 2 ) ，主要是由轴向速度v ：7柠袁蓉一旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为和径向速度v ，相互作用而形成的。涡流对旋风除尘器的分离效率和压力损失影响较大。常见的涡流有以下几种图1 - 2 旋风除尘器内涡流f i g 1 - 2t h ee d d yi nt h ec y c l o n es e p a r a t o r短路流在旋风除尘器顶盖与排气管下缘、排气管外侧面与简体内壁之间的区域，由于径向速度与轴向速度的存在，将形成局部涡流( 上涡流) ，它会夹带相当数量的尘粒向中心流动，并沿排气管外表面下降，最后随中心上升气流逸出排气管，影响了除尘效率。纵向旋涡流纵向旋涡流是以旋风除尘器内、外旋流分界面为中心的器内再循环而形成的纵向流动。由于排气管内的有效流通截面小于排气管管端以下内旋流的有效流通截面，因此在排气管管端处产生节流效应，从而使排气管管端附近的气体径向速度大大提高，致使气体对大颗粒的曳力超过颗粒所受的离心力，而造成“短路”，影响了分离性能。内层旋流中的局部涡流由于旋风除尘器壁面不光滑，如突起、焊缝等等，可产生与主流方向垂直的涡流，其量虽只约占主流的五分之一，但这种流动会使壁面附近，或者已被分离到壁面的粒子重新被带回内层旋流，使较大的尘粒在净化气中出现，降低了旋风除尘器的分离能力。这种湍流对分离5 p m 以下的颗粒尤为不利。底部夹带外层旋流在锥体顶部向上返转时可产生局部涡流，将粉尘重新卷起，假若旋青岛科技大学硕士研究生论文流一直延伸到灰斗，也同样会把灰斗中粉尘，特别是细粉尘搅起，被上升气流带走。底部夹带的粉尘量占从排气管带出粉尘总量的2 仉3 0 。因此，合理的结构设计，减少底部夹带是改善旋风除尘器捕集效率的重要方面。( 3 ) 旋风除尘器内的压力分布一般旋风除尘器内的压力分布如图1 1 。根据实测结果分析，旋风除尘器内的压力损失在轴向，圆周切向及径向的变化情况可归纳为如下几点：轴向压力变化在捕集分离空间，沿轴上下方向的速度变化很小，几乎不产生压差，而气流从排气管沿轴向压力变化很大。切向压力变化不论是捕集分离空间或排尘后排气空间，沿气流旋转在圆周的切向压力变化很小，仅由于气流不均匀而稍有变化。径向压力变化由于离心力作用，压力沿径向变化非常显著，尤其是在中心部分，其压力梯度更大。但动压变化不大，主要受静压支配。1 3 2 旋风除尘器的浓度场在旋风除尘器入口，粉尘浓度均匀分布，在离心力场作用下，向外壁浓缩，含尘气流经过旋转，即在上筒体内形成灰束，灰束以螺旋线轨迹向下运动，进入灰斗。若无反射屏，灰束运动趋势变弱，由于下锥体插入灰斗一定深度，部分粉尘在灰斗顶部以下至下锥出口范围形成一个悬浮旋转灰环，锥体插入越深，灰环的轴向范围越大。在简体与锥体中的灰柬，紧靠外壁运动。旋风除尘器内粉尘运动一部分呈浓度极高的可见的束状螺旋运动进入灰斗，其余呈分散分布，分散分布粉尘沿半径从中心向外迅速递增，外壁浓度比中心浓度大一个数量级，同一半径的柱面上，浓度随高度下降而迅速递增，整个旋风除尘器浓度场，除灰柬区域外，呈轴对称分布。1 3 2 1 旋风除尘器内尘粒盼运动和分离以往，旋风除尘器器内气流中的尘粒被认为是在离心力的作用下，以离心沉降速度由内向外穿过整个气流宽度，经过一定的旋转圈数，最后到达器壁被分离，即所谓的“转圈分离理论”。很明显，这种理论对于旋风除尘器内流场的认识是不够全面的，它只考虑了离心力的作用而忽略了向心流对颗粒的影响。事实上，旋风除尘器中的尘粒，在离心力和流体阻力的共同作用下，均按类似于螺旋线的轨迹运动，如图1 3 。旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为厨卜3 5 平截面上大小榭粒的孰越f i g t - 3t h et r a c ko f p a r t i c l ei nt h ep l a n e含尘气流中粉尘的实际分离过程是相当复杂的，一般通过以下三个阶段来完成：( 1 ) 初始分离：( 2 ) 尘粒反弹返回气流；( 3 ) 二次分离。当含尘气体沿切线方向进入旋风除尘器后，在开始作旋转流动的同时，离心力就作用在尘粒上，促使它从气流中分离出来。虽然气流对尘粒向边壁运动有阻力，但由于尘粒所获离心力比流体阻力大，因此，即使在旋风除尘器的入口，所有的尘粒都会沿着近似直线的轨迹运动，并撞到器壁上，从气体中分离出来。这种分离过程，称为“初始分离”( 见图1 4 ) 。图1 _ 4 一次分离和二次分离时，尘粒运动轨迹f i g 1 - 4t h et r a c ko f p a r t i c l ei nt h ef i r s ta n ds e c o n ds e p c r a t i o n但是，如图l - 4 尘粒与器壁相撞后，常被弹回到气流中，即产生尘粒反弹返回气济p 过程。图中仅尘粒l 没有被反弹回气流，这是因为尘粒以很小的角度与壁面相碰撞，并沿器壁内表面向下滑动而被捕集。尘粒2 至5 在与器壁相撞后，都被t o青岛科技大学硕士研究生论文反弹回气流中，而它们有的能被二次分离，而有的从排气管逸出。尘粒3 和5 是细尘粒，当与器壁在3 a 和5 a 处相撞。消失掉部分能量，并反弹回气流后，它们的速度和离心力都减小了。这时，向心的径向气流的影响将比离心力大，尘粒在3 b 和5 b 处被带入上旋气流，进入排气管。假如尘粒2 和尘粒4 是相当大的，它们与器壁在2 a 和4 a 点相撞，并被反弹回到气流中，由于尘粒大，离心力作用占优势，尘粒2 被二次分离出来。但尘粒4 在弹回到4 b 后却可能出现三种情况：1 、尘粒4 在流体阻力的影响下，逐渐接近器壁，以很小的角度在4 c 点与器壁相撞，实现二次分离；2 、当流体阻力不足以保证尘粒4 逐渐接近器壁，尘粒在4 c 与器壁碰撞后，又被反弹回来，最后逐渐接近4 c ”而被分离；3 、由于径向流速较大，流体阻力大于离心力，则尘粒从4 b 蟊j 4 d ，不能实现二次分离。1 3 2 2 旋风除尘器的临界粒径旋风除尘器所能捕集的最小粉尘颗粒直径，称为临界粒径d c 。一般情况下l 临界粒径越小，旋风除尘器的除尘性能越好，反之越差。从理论上说，小于临界粒径的尘粒是完全不能被捕集的。实际上，尘粒进入除尘器后，由于颗粒间相互碰撞，细小微粒的凝聚。以及夹带、静电和分子引力作用等因素，使一部分小于临界粒径的细粉尘也被捕集。临界粒径分为两大类。一种理论认为，凡大于某一粒径的粉尘颗粒，旋风除尘器都可以1 0 0 的捕集，这种临界粒径称为1 0 0 的临界粒径，以d e l o o 表示。另一种理论则认为，某一粒径的尘粒有5 0 被捕集的可能，也有5 0 不被捕集的可能，即这一粒径的分级除尘效率是5 0 ，这种粒径以也5 0 表示。工业上多采用d c 5 0 来设计旋风除尘器。在旋风除尘器内，每一粉尘颗粒都同时受到方向相反的两种推移作用。由旋涡流产生的离心力口l ) 使颗粒受到向外推移的作用，而向心气流又使颗粒受到向内飘移的作用力( f 。) 。离心力的大小与粉尘颗粒( d ) 的大小有关，颗粒愈大离心力愈大，因而必定有一临界粒径( d c ) 。此时受离心力向外推移的作用正好与向内飘移的作用力相等。凡粒径d d 。者，结果被推移到旋风除尘器壁而被分离。相反，凡c l d c 者被截留在筛网一面，而d d 。者则通过筛网排离旋风除尘器。假设旋风除尘器内的内、外涡旋气流交界面是半径为r 0 的圆柱面，交界面的切向速度是除尘器中的最大切向速度v t o ，那么尘粒在交界面上所受到的离心力也旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为最大，这里的临界粒径即除尘器的临界粒径。如果进入旋风除尘器的全部气流由外涡旋均匀的经过交界面进入内涡旋( 如图1 5 ) ，通过交界面上各点的径向速度均等于v t 0 ，即：= 彘( 1 - 2 )式中：q 一处理风量，m 3 s ：h r _ 假想圆柱高度，m 。d 图i - 5 交界面上的气i i 啦向速度f i g i - 5t h er a d i a lv e l o c i t yi nt h ec o m m o np l a n e交界面上尘粒的离心力饵l ) 和所受径向气流作用力( f 。) 为：f l = 缸以生o - 2 )or 0f x = 3 牡州d c ( n )( 1 - 3 )式中：d ，一尘粒粒径，m ：p c - 一尘粒密度，k g m 3 ；一流与尘粒在径向的相对运动速度，近似的认为等于交界面上气流径向平均速度( 啪) ，m s ；u _ 一空气的动力粘度，p a s 。当其中粒径d 。的尘粒所受合力为零，即f l _ f x 时，即：分。成等= 3 n ! ：g v , o d 。( 1 _ 4 )1 2青岛科技大学硕士研究生论文这种粒径为血的尘粒，在理想的情况下，将不会流入内涡旋，也不会向外壁运动，而是沿着圆柱面旋转运动，既不能被捕集，也不会逸出。但是，由于旋风除尘器内存在气流的紊流流动、粉尘凝聚等因素的影响，从概率统计的观点分析，处于这种状态的尘粒被撼集有5 0 可能，也有5 0 的概率进入内涡旋而逸出，即它的分级效率为5 0 ，这种粉尘的粒径，即为切割粒径d c 5 0 。因此，从式( 1 4 ) 可得：d c s o = 坐华扣详】2成v b对于r o ，巴特( w b a n l l ) 提出等于排气管半径k ，林登( t e r l i n d e n ) 假设t o - - 0 6 5 r c 。将式( 1 - 1 ) 代入，式( 1 5 ) 也可表示为：d 。5 0 = 土【兰乌；v l hp c 确t( 1 6 )交界面上的切向速度旋风除尘器结构尺奇和进口风速有关。井伊谷纲一的经验公式计算较简单。籼 誓 时：k 吐，4 晤。白m ，当簪 建立几何模型。几何模型是网格和边界的载体。对于二维问题，几何模型是二维面；对于三维问题，几何模型是三维实体。( 2 ) 划分网格。在所生成的几何模型上应用特定的弼格类型、网格单元和网格密度对面或体进行划分，获得网格。青岛科技大学硕士研究生论文( 3 ) 制定边界区域。为模型的每个区域指定名称和类型，为后续给定模型的物理属性、边界条件和初始条件做好准备。生成网格的关键在上述过程中的步骤( 2 ) 。由于传统的c f d 基于结构网格，因此，目前有多种针对结构网格的成熟的生成技术，而针对非结构网格的生成技术要更复杂一些。2 1 4 网格质量评价网格质量对计算精度和稳定性有很大的影响。网格质量包括：节点分布，光滑性，以及歪斜的角度( s k e w n e s s ) 。( 1 ) 节点密度和聚集度。连续性区域被离散化对，流动的特征解( 剪切层、分离区域、边界层和混合区域) 与网格上节点的密度和分布直接相关。在很多情况下，关键区域的弱解反倒戏剧化的成了流动的主要特征。比如：由逆压梯度造成的边界层分离即依赖于边界层上游分离点的解。边界层( 即网格近壁面处) 对计算壁面剪切应力和热传导系数时有重要意义。f网格接近壁面需要满足：y ，f ：竺1 ，其中y 。为从临近单元中心到壁面的距离；。v 心。为自由流速度；v 为流体的动力学粘性系数；x 为从边界层起始点开始沿壁面的距离。上面的方程基于层流流动的b l a s i u s 解。网格的分辨率对于湍流也十分重要。由于平均流动和湍流的强烈作用，湍流的数值计算结果往往比层流更容易受到网格的影响。在近壁面区域，不同的近壁面模型需要不同的网格分辨率。一般说来，无流动通道应该用少于5 个单元来描述。大多数情况需要更多的单元来完全解决。大梯度区域如剪切层或者混合区域，网格必须被精细化以保证相邻单元的变量变化足够小。不幸的是要提前确定流动特征的位置是很困难的。而且在复杂三维流动中，网格受到c p u 时间和计算机资源的限制。在解运行时和后处理时，网格精度提高，c p u 和内存的需求量也会随之增加。自适应网格技术可用于在流场的发展基础上提高和，或减少网格密度，并因此提供了网格使用更为经济的方法。( 2 ) 光滑性：临近单元体积的快速变化会导致大的截断误差。截断误差是指控制方程偏导数和离散估计之间的差值。f l u e n t 可以改变单元体积或者网格体积梯度来精化网格，从而提高网格的光滑性( 3 ) 单元的形状：单元的形状( 包括单元的歪斜和比率) 明显影响数值解的精度。单元的歪斜可以定义为该单元和具有同等体积的等边单元外形之间的差别。旋风流场大涡模扭及粉尘运动行为单元的歪斜太大会降低解的精度和稳定性。比如说四边形网格最好的单元就是顶角为9 0 度，三角形网格最好的单元就是顶角为6 0 度。比率是表征单元拉伸的度量。正如在计算花费中所讨论的，对于各向异性流动，过渡的比率可以用较少的单元产生较为精确的结果。但是一般说来应该尽量避免比率大于5 ：1 。分辨率、光滑性、单元外形对于解的精度和稳定性的影响强烈的依赖于所模拟的流场，这说明流动流场具有相关性。例如：在流动开始的区域可以忍受过渡歪斜的网格，但是在具有大流动梯度的区域这一特点可能会使得整个计算无功而返。因为大梯度区域是无法预先知道的，所以只能尽量的使整个流域具有高质量的网格。f l u e n t 中可以修改网格，网格被读入之后有几种方法可以修改它。如可以标度和平移网格，可以合并和分离区域，仓i j 建或切开周期性边晃。除此之外，可以在区域内记录单元以减少带宽。还可以对网格进行光滑和交换处理。并行处理时还可以分割网格。2 2f l u e n t 软件f l u e n t 是一个用于模拟和分析在复杂几何区域内的流体与热交换问题的专用c f d 软件。f l u e n t 提供了灵活的网格特性，用户可方便地使用结丰哿网格和非结构网格对各种复杂区域进行网格划分。对于二维阿题，可生成三角形单元网格和四边形单元网格；对于三维问题，提供的网格单元包括四面体、六面体、棱锥、楔形体及杂交网格等。f l u e n t 还允许用户根据求解规模、精度及效率等因素，对网格进行整体或局部的细化和粗化。对于具有较大梯度的流动区域的，f l u e n t 提供的网格自适应特性可让用户在很高的精度下得到流场解。2 2 1f l u e n t 在旋风流场模拟中的步骤( 1 ) 打开f l u e n t 的应用程序，选择3 d 进入f l u e n t 的主程序菜单。( 2 ) 在f i l e r e a d 的菜单下，读入需要进行求解的网格文件( m s h ) 或d a t a 和c 嬲e 文件。( 3 ) 检查网格首先，读入由g a m b i t 生成的网格后，检查网格( 菜单g r i d c h e e k ) 。在检查过程中，可以在控制台窗口中看到区域范围，体积统计以及连通性信息。最容易出的问题是网格体积为负数。如果最小体积是负数，需要修复两格以减少解域的非物理离散。可以在a d a p t 下拉菜单中选中i s o - v a l u e 来确定问题之所在。青岛科技大学硕士研究生论文( 4 ) 标度网格f l u e n t 。内部存储网格的单位是米长度的国际单位，而g a m b i t 中画图时一般默认为毫米( 耻n ) 。网格读入时f l u e n t 假定网格的长度单位是米，所以，必须将网格的标度改为毫米。( 5 ) 定义对模型求解的数学模型。根据流动情况及雷诺数的大小判断和选择粘性模型，非粘性模型、层流模型、湍流模型、大涡模拟模型等。同类流型可能存在不止一种模型，且可能同一模型还有不同的表示方法，可根据雷诺数的大小及湍动程度选择合适的模型。每个数学模型都有自己的特定适用范围。( 6 ) 定义操作流体的物性。本文使用常温下的空气为实验物系，空气的密度为1 2 2 5 k g m 3 ，粘度1 7 8 9 4 1 0 s k g m - s 。如果不使用空气? 可以在材料数据库中选择其它气体，或者创建自己的材料数据。( 7 ) 定义操作条件和参考压力位置。( 8 ) 定义边界条件。( 9 ) 在s o l v e ；，c o n t r o l s 目录下选择解法控制方程。其操作界面如下：国2 - 1 、解控制面板f i g ：2 1 、t h em e n uo fs o l u t i o nc o n t r o l s你可以改变压力松弛因子、多网格参数以及其它流动参数的默认值。一般说来这些参数不需要修改。其默认值对大多数情况适用。注意离散性方程的插值方法选择：压力插值：旋风流场大涡模拟及糟尘运动行为在大多数情况下，选择“s t a n d a r d ”即可，但是有些情况下可以由别的方法获得更好的结果。a 、对含有大体积力的问题，用t h eb o d y - w e i g h t e ds c h e m e 。b 、旋转准数( s w i r ln u m b e r ) 较大、高雷诺准数的自然对流、高速旋转流，或有多孔介质的流动以及在非常弯曲的流道中流动。用“p r e s t o ! ”方法更好些。c 、对于可压缩流动，用 s e c o n do r d e r 较好。d 、当用其他方法不能取得好的结果时，用 s e c o n do l - d e r ”方法。注意：“s e c o n do r d e r 不能用于多孔介质或多相流中的v o f 模型和混合模型。压力速度耦合方程：一般情况下，s i m p l e ( s e m i i m p l i c i tm e t h o df o rp r e s s u r e - - l i n k e de q u a t i o n s ，意思是解压力耦合方程的半隐式法) 方法都适用。在稳态计算中，用s i m p l e 或s i m p l e c 方法离散，但是在非稳态的情况下，应当选择p i s o方法进行离散。非稳态大涡模拟且时间步长较小时，用p i s o 方法进行速度压力耦合比较耗时，可用s i m p l e 或s i m p l e e 方法离散。对于过渡流或网格倾斜度较大时，应采用p i s o 方法进行离散。动量方程：对于高速流动( 相对音速而言) ，二级迎风方案可得到比较稳定比一级迎风方案更为准确的结果。当使用大涡模拟模型时，应当避免使用一级迎风方案( f i r s to r d e ru p w i n d ) 和p o w e rl a w 方法，否则会过度削弱小涡的耗散，对大涡模拟推荐使用中心差分法进行空阔离散。当流动方向与网格一致( 如长方管中层流，网格是四面体或六面体) ，一级迎风可以用来模拟，但流动与网格不一致时( 如斜穿过网格) ，一级迎风对流离散导致数值错误。对三角形或四面体网格，由于网格与流动方向不一致，用二级迎风离散较精确，对于复杂四边形或六边形用二级迎风离散。o 国激活残差图( r e s i d u a lp l o t t i n g ) ：点击菜单s o l v e m o n i t o r s r e s i d u a l ，在选项中，打开p l o t 选项激活残差图形如下图2 - 2 所示，然后点击o k ，从而可以在计算过程中查看残差。o d 保存c a s e 文件输入文件名，f l u e n t 会自动添加相应的扩展名，点击o k 保存文件流场初始化迭代计算0 旬定义需要察看的平面流场结果显示：选择需要查看的面，此面板内的默认设定将会产生一个由速度大小标记颜色的矢量图，点击d i s p l a y 按钮得到流场的矢量图。增加迭代步骤完成该解，直至迭代解收敛到允许的误差范围内。青岛科技大学硕士研究生论文图2 - 2 、残敷监测面板保存数据察看收敛结果退出f i i i e n to 毋必要的话，细化嚼格，改变数值和物理模型，重新进行模拟。2 2 2f l u e n t 中的湍流大涡模拟2 221 大涡模拟的理论基础大涡模拟方法基于兰个主要假定：l 】紊流流动由流体的有序运动和无序混沌运动两部分组成。有序运动包括时均运动( 流动非恒定时，时均运动表示不是由旋涡引起的流动部分) 和大涡运动两部分，无序运动或随机运动为小涡运动部分；2 )能量级串假定成立，即紊流充分发展，存在尺度大小连续变化的涡旋，能量由时均流流向大涡，由大涡传向小涡，形成单向能流；3 ) 在旋涡尺度范围内，存在一惯性传能区，如图2 3 所示，即在此区内的传能涡的紊动产生和紊动耗散可以忽略。此传能区外的大涡以产生素动能为主，此传能区外的小涡主要耗散紊动能。根据对紊流的实验观测，上述三条假定就充分发展的紊流而言，比较符合实际。而在传统的湍流模式，由于大涡结构在不同流动中差别很大，不可能找到一个普遍适用的湍流模型，而对于湍流的小尺度分量。则有可能找到简单而通用的小涡模型，即所谓的亚格子尺度模型，这就引出了大涡模拟的概念和方法：对湍流的大尺度分量直接进行数值计算，小尺度分量对大涡韵作用通过模型模拟。这种方3 1旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为，、传能涡( ) ( ) 吣j 。j 7 舞小涡模拟藻拿一尺体予大涡分辨度团尽图2 3 大涡、传能涡、小涡尺度与筛滤尺度示意f i g 2 - 3l a r g ee d d y ，e n e r g yp r o s i n ge d d y ，s m a l le d d ys c a l ea n df i l t e re d d ys c a l e法一方面比直接数值模拟的计算量小。有一定的实现的可能性：另一方面又比传统的湍流模式具有广泛的适应性，有很好的应用前景。2 2 2 2 大涡模拟的筛滤方法在实施大涡模拟方法时，必须把大涡流场和小涡流场分开，以便对大涡流场实施模拟计算，对小涡流场建立模型。大涡流场是对实际流场进行过滤从而将小于网格尺寸的小涡过滤掉而得到的，这一过程是借助于滤波函数来进行，称为滤波。在大涡模拟方法中将瞬时流动变量分解成大尺度量和小尺度量，其太尺度量可以通过一个在物理区域上的加权积分来表示。湍流运动的控制方程是不可压缩流g k n a v i e r - s t o k e s 方程组( n s e ) ：当：oo _ 1 2 ，3 )盘，( 2 - 1 )警+ 者c 叩沪一古考坞+ v 画0 万2 t l 。一心。，c z 国对于均匀湍流，常用卷积滤波定义变量的大尺度量：；( ，) = f g 咖一r 1 ) ( ，) d r 。( 2 3 )式中u ( r 是瞬时流动变量，g | ，一，i 为滤波函数。滤波函数的作用在于过滤掉高波数波而只留下低波数波，截断波数的最大波长由参数控制。常用的滤波方式有如下几种：1 ) d e a r d o r f f l 构b o x 滤波方法取滤波函数为：青岛科技大学硕士研究生论文呻i ，i 嚣水，2 ) 富氏截断滤波在富氏空间内将滤波函数定义为。o ) = 【i 补i k l 卢) ，镑a 饰，r n g 模型简化为常数不同的s m a g o r i n s k y - l i l l y 亚格子模型。在低霄诺数下，斜坡函数的值为负数。r n g 模型适于低霄诺数下的瞬时流和近壁流。2 2 3 加快收敛的方法本文首先用标准k 8 模型对低入口风速的流场进了计算，调试至收敛，把计算结果作为使用大涡模拟的初始流场。即收敛以后增加入口风速将标准k - e 模型改为二阶迎风大涡模拟进行计算，收敛后将二阶迎风改q u i c k 格式继续计算，调试至收敛。如此可使计算所用时间减少i b 左右。旋风流场大涡模撖驶粉尘运动行为第三章环流式旋风除尘器湍流流场的大涡模拟3 1 环流式旋风除尘器与常规旋风除尘器比较3 1 1 常规旋风除尘器的弊端常规旋风除尘器的结构如图3 1 所示，使用时，气体由直筒段上部进入器内，沿边壁螺旋向下流入锥体，由于流体向下流动时，锥体截面不断缩小，大部分气体逐渐趋向中心，并沿轴心自下而上螺旋上升至除尘器顶部，再从中心排气管排出。部分气体夹带着被分离下来的粉尘进入灰仓，在灰仓内与粉尘分离后返回除尘器内。该除尘器具有以下缺点：流体的流动路线为沿边壁自上而下再沿轴心自下而上，流体流动路线长，且两个相反流动方向的流体旋涡，导致了流体剪应力大，故压降大；对于大直径的旋风除尘器，由于剪应力大，器内流体易产生剧烈的湍动，且不易形成分离所必须的稳定流型，所以随直径增大，分离效率急剧下降，故放大效应显著；由于气体在锥体要从边壁区域流向中心部位，会导致已到达锥体壁面附近的细粉尘产生二次卷扬；大量流体流入灰仓，会造成灰仓内细粉尘的飞扬，并会被返回气体带回器内：由于顶盖附近存在高速旋转的灰环( 含尘浓度极高的气流) ，产生细粉尘向出气口泄漏；由于出入口距离太近，易产生细粉尘的短路。故分离效率不高。常规型旋风除尘器的另一个缺点是操作稳定性差，操作弹性小。气体流量的波动易造成器内流型紊乱，出入口气体短路及灰环泄漏，故流量波动会造成效率的下降；若气体入口的流速低器内不能保证分离所必须的气体旋转速度，造成效率大幅度下降；若入口气体的流速增高，会造成压降的急剧上升。故操作弹性小，操作稳定性差。3 1 2 环流式旋风除尘器的工作原理及优点环流式旋风除尘器的外形仍为圆柱圆锥形，但直筒段内设有直筒同心的内件结构，实验室用模型见图3 - 2 。启用时，气体从直筒段下部以切向方式进入器内内件一次分离区，在内件中螺旋上升进行一次分离，达到净化要求的气体f 占总气体流量的8 5 左右) 直接从顶部排出，少部分气体连同被分离下来的粉尘由顶部特设旁路引入锥体，在锥体内再进行二次分离，分离后的流体在锥体下部沿轴心返回一次分离区，少量气体将粉尘送入灰仓后返回器内。此新型旋风除尘器的特点在于：青岛科技大学硕士研究生论文图3 - 1 常规旋风除尘器结构、f i g 3 1t h ec o n f i g u r a t i o no fc o n v e n t i o n a lc y c l o n es e p a r a t o r( 1 ) 压降低图3 - 2 环流式旋风除尘器结构f i g 3 - 2t h ec o n f i g u r a t i o no fc i r c u m f l u e n tc y c l o n es e p a r a t o r8 5 的流体由直筒段底部旋转而上，直接从顶部出气口排出，流体流动路线短，且内件中只一个向上的旋涡，流体沿径向、轴向速度梯度小，流体剪应力小，故压降和能耗低( 压降仅为常规型旋风除尘器的4 0 6 0 ) 。( 2 ) 放大效应小由于器内剪应力小、能耗低，在大直径设备中仍能保证多相流分离所需要的旋转速度，器内流体不易发生湍动，故放大效应小。克服了常规型设备放大效应显著，在大处理量时需多台并联操作的弊病。( 3 ) 分离效率高特殊的流路设计，防止了流体的短路及锥体和灰仓内颗粒的卷扬，使分离效率大幅度提高，且具有操作弹性大、操作稳定性好等特点。环流式旋风除尘器综合性能指标达到同类设备的国际领先水平，但器内流场具体情况至今仍不十分清楚，为进一步了解该除尘器内湍流情况，进一步开发性能优良的旋风除尘器，需要对环流式旋风除尘器进行数值模拟。3 2 环流式旋风除尘器模型网格划分环流式旋风除尘器模型如图3 2 所示，除尘器外筒直径3 0 0 r a m ，内件直径旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为2 3 0 r a m 。模型网格的生成在流场数值模拟中属于前处理过程。网格划分是进行数值计算的前提，也是关键的一步。网格质量的好坏，不仅影响计算结果的精度，亦会导致结果严重失真，得出错误的模拟结果。因此，许多学者在研究流体力学计算方法的同时，也在研究网格的生成技术。根据生成方式的不同，网格划分可分为代数生成法、保角变换法和数值求解偏微分方程法等。根据所求解数学模型维数的不同，又可分为二维网格和三维网格。根据功能的不同，又可将计算网格分为以下几种：( 1 ) 自适应网格：( 2 ) 分区组合网格；( 3 ) 多重网格：( 4 ) 交错网格；( 5 ) 不规则网格；( 6 ) 标记网格( m a c 法) 等【4 0 1 。针对环流式旋风除尘器自身结构特点和内部流场的特性，本文希d 用代数生成方法生成了三维的分区组合网格。在生成网格时应遵循以下几点：首先，由于环流式旋风除尘器直筒段增设内件，使得两格划分难度较普通旋风除尘器大为增加。因此，要将整个计算域划分成互不重叠的子区域，即进行区域离散化，分区域分别生成网格，然后再将各网格块拼接生成总体网格系统，并且使块与块交界面上的网格保持一致，生成分区组合网格。另外，考虑到实际问题的流动特性，应该合理的安排网格的疏密分布，从而保证在某些局部敏感区域有足够密的网格分布，以适应壁面处和内部某些区域速度梯度过大的影响，因此，采用了非均匀网格。通过控制各个边上的网格节点数，使得靠近各处壁面的阿格分布比较密集，远离壁面处网格分布比较稀疏。纵向网格也通过控制侧面切边上的节点数得到非均匀网格。这样生成的网格，既能满足计算要求，完整地描述流场特征，又能减少划分的网格数，减少计算内存和提高计算速度。最后分区域画网格时，为了使划分的每一子区域都比较规则，上面的点都符合c o p p e r 命令要求，提高网格质量，本文根据环流式旋风除尘器结构特点，分出一半径小于锥体底出口、自上而下与除尘器同轴的柱体，然后纵向上用两个相互垂直过轴心的平面将环流式旋风除尘器分成对称的四部分，再将这四部分从锥体上端面分割开，这样锥体上端面以上除包括入口的一部分外部分都可以划出质量很高的六面体网格。对于包括入口的部分用g a m b i t 建模时将入口环隙间壁厚作简化处理，即入口环隙闻壁厚组成的几何体按对称轴过除尘器轴心的长方体挖空处理，这样处理便可以划出规整的质量较高的六面体阿格。本文利用网格生成软件g a m b i t 2 2 3 0 做前处理，遵循以上几点对模型进行网格划分，从而形成了非均匀的六面体网格。依据上述原则建立的网格体系能够很好地适应模型的几何结构及流动特性。本文通过大量模型计算，比较后证明：计算域网格划分得太稀疏，不能准确描述流场的特征，计算误差大；网格数目达到一定程度时，已经能够很好地反映出实际情况，而一味的继续增大网格数目，青岛科技大学硕士研究生论文几乎不再能够提高计算精度，却增加了计算所用时间本模型将整个三维计算域划分为1 5 0 万网格单元，网格最大间距为5 m m , 最小间距为3 m m ，如图3 3 和图3 - 4 所示。图3 - 3 庐1 2 0 衄截面处网格匪f i g 3 - 3t h e 酗o f p l a n ew i t hh e i g h t ( z = 1 2 0 r a m )田3 4 环流式旋风除尘嚣网格图f i g 3 - 4t h eg r i d so f c i r e u m f l u e n tc y c l o n es e p a r a t o r旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为3 3f l u e n t 模拟方法选择3 3 1 数值计算方法的确定旋风除尘器内的流动是极为复杂的，流动伴随着强烈的旋转，因此，湍流模型的选取是否恰当是计算的关键。目前常用的湍流计算方法可以分为三类：一是基于r e y n o l d s 平均n a v i e r - s t o k e s 方程的湍流模式理论( r a n s ，r e y n o l d s a v e r a g e dn a v i e r - s t o k e se q u a t i o n s ，即雷诺平均方程) ，第二类是湍流的直接数值模拟( d n s ) ，第三类则是湍流的大涡模拟( l e s ) 。现阶段受计算机内存和c p u 处理能力的限制，还不能画出足够细的网格，以适应d n s 求解的需要；湍流模式理论忽略了大涡的各向异性，平均运算将脉动量的全部细节一律抹平，丢失了包含在脉动量中大量的有重要意义的信息，模拟流场与实际相差也较大，只能作为一种工程参考。与这两类计算方法相比大涡模拟( l e s ) 有着不可比拟的优点。大涡模拟方法将雷诺平均方法和直接模拟方法相结合，对湍流的大尺度分量直接进行数值计算，而小尺度分量对大涡的影响贝4 建立模型模拟。这种方法比直接数值模拟的计算规模小，有实现的可行性；但又比传统的湍流模式理论具有更广泛的适应性。因而现今采用大涡模拟方法来模拟流场是一种较好的折衷方法。本文采用大涡模拟( l e s 厮究旋风流场中的湍流结构。3 3 2 求解器的选择分离式求解器( 掣e g m es o l v e r ) 是顺序地、逐一地求解各方程( 关于u 、v 、w 、p 和t 的方程) 。也就是先在全部网格上解出一个方程( 如u 动量方程) 后，再解另外一个方程( 如v 动量方程) 。由于控制方程是非线性的，且相互之间是耦合的，因此，在得到收敛解之前，要经过多轮迭代。每一轮迭代由如下步骤组成：( 1 ) 根据当前解的结果，更新所有流动变量。如果计算刚刚开始，则用初始值来更新。( 2 ) 按顺序分别求解u 、v 和w 动量方程，得受 速度场。注意在计算时，压力和单元界面的质量流量使用当前的已知值。( 3 因第( 2 ) 步得到的速度很可能不满足连续方程，因此，用连续方程和线性化的动量方程构造一个p o i s s o n 型的压力修正方程，然后求解该压力修正方程，得到压力场和速度场的修正值。( 4 ) 利用新得到的速度场与压力场，求解其他标量( 如温度、湍动能和组分等)的控制方程。4 0( 5 ) 对于包含离散相的模拟，当内部存在的相间耦合时，根据离散相的轨迹计算结果更新连续相的源项。( 6 ) 检查方程组是否收敛。若不收敛，回到第( 1 ) 步，重复进行。分离求解器以前主要用于不可压流动和微可压流动，而耦合式求解器用于高速可压流动。现在，两种求解器均可计算从不可压到高速可压的流动。当计算高速可压流动时，耦合式求解器比分离式求解器更有优势。本文研究的是可视为微可压的流体，且耦合式求解器所需内存是分离式求解器的1 5 到2 倍，故本文选用分离式求解器。在分离式求解器中，只采用隐式方案进行控制方程线性化。由于分离式求解器是在全计算域上解出一个控制方程的解之后才去求解另一个方程，因此区域内每一个单元只有一个方程，这些方程组成一个方程组。假定系统共有m 个单元，则针对一个变量( 如速度1 1 ) 生成一个由m 个方程组成的线性代数方程组。f l u e n t使用点隐式g a u s s s e i d e l 方法来求解这个方程组。总体来讲。分离式方法同时考虑所有单元解出下一个变量( 如速度v ) 的场分布，直至所有变量( 如w 、p 、d 的场全部解出。本文即选用大涡模拟的隐式分离解法。3 3 3 动量方程离散格式和压力插补格式的选择在流场的数值模拟中。通常遇到的困难主要是由动量方程中的对流项和压力梯度项的离散处理不当而引起的。在各个通用方程的离散中，正确的选择差分格式对计算结果的稳定性和准确性均有很大影响【l ”。目前比较常用的差分格式主要有一阶迎风格式、二阶迎风格式、q u i c k 格r 式和中心差分格式( c a n t r a ld i f f e r e n c i n gs c h e m e ) 等。中心差分格式( c e n t r a ld i f f e r c i n gs c h c m o ) 为大涡模拟默认的差分格式，但中心差分格式和迎风格式都只具有一阶精度，导致旋风流场模拟产生较大的数值扩散误差( 假扩散) ，因而本文采用q u i c k 离散格式。在数值计算中，对于动量方程的离散还设置了一项补充，即通过修正压力梯度项来控制。它采用非交错网格技术，将速度与压力及其它通用变量存储在同一网格点上进行求解，它对于较大压力梯度的旋转流场，比交错网格下的计算更能得到好的精度；而且，这种方式可以大大减少计算过程中所占用的内存和机时。在f l u e n t 中，默认的压力插补格式为s t a n d a r d 格式，只要控制单元中心的压力变化比较光滑：这种格式都可以算得很好。但是，当控制体之间的动量源项有跳跃或者有较大梯度时，在单元表面处的压力轮廓会有较大的梯度，此时不可以再用这种格式来插值求解。如果还使用这种格式，就会出现单元速度过大或过小的矛盾。当流动具有强烈的旋转特性时，文献【4 1 1 1 4 2 1 强烈推荐应使用压力插补格式4 1旋风流场大涡模拟及粉尘运动行为p r e s t o ( p r e s s u r es t a g g e r i n go p t i o n ) 格式，使用离散连续性平衡来计算压力表面处的体积。本文采用压力插补格式为p r e s t o ( p r e s s u r es t a g g e r i n go p t i o n ) 格式。3 3 4 压力一