管长6m长6m的气水两相流型转变分析

管长6m长6m的气水两相流型转变分析

一般来说，确定流型转换区域的方法是根据实验结果在流型图上绘制流型存在的区域，这是一个相对容易的方法。近些年来,各国学者都在尝试在实验数据的基础上,利用简化的物理模型对流型的转变进行直接的判别。但是,大多数的研究是集中在水平管和竖直管内,而在核动力装置中和其他一些化工系统中存在很多两相流在倾斜管内流动的情况,但对于倾斜管内流型转变分析的研究还相对较少。国外比较有代表性的就是Tatel&Dukler于1976年开展的针对水平管的微倾斜管的理论研究,后来Barnea等人对向下和向上倾斜管内流型转变作了扩展性的研究。在对管道整个倾角变化范围内的弹状流向泡状流转变分析方面,Brill工作组提出了相应的理论模型。然而,国内对这方面的分析却少有报道,为此有必要对此开展分析研究。1气体、空气-水同向同相流试验段图1所示为实验装置流程图。该实验装置由试验段、空气回路和水循环回路三部分组成。水由离心泵从水箱抽出,经涡轮流量计后流入试验段;空气则通过空气压缩机加压后,根据其流量的大小采用浮子流量计或气体涡轮流量计进行测量,而后和水充分混合后同向通过试验段,试验段尾部通大气,水流入水箱后进行再循环使用。试验段为可调倾斜角度的有机玻璃管,管内径ϕ=15mm,管长6m,其中空气-水的混合段长1m,压差测量段长2m。实验中,试验段内的压力和压差信号通过IMP分布式数据采集板输入计算机,并采用专用的软件对动态数据进行采集计算,采样时间为0.1s,从而实现了两相流压差波动动态特性的实时监测和记录。该实验是在常温下进行的,气相入口压力调解范围为0.1～0.5MPa,体积流量变化范围是0.16～42m3/h,液相体积流量变化范围为0～10m3/h。2准弹状流型，聚合反应在倾斜上升管内,根据流型的流动特征可分为如图2所示4种流型,其中准弹状流是弹状流向环状流转变过程中形成的一种过渡流型,其在相当大的气液两相流量范围内存在,并且间歇性非常明显,故将其归入间歇流型中并单独提出。其他流型在此不再赘述。3流量转化机理分析3.1表面活性剂ts-l-l的绿色低界面流转变界限的计算实验中发现,弹状流向环状流的转变是一个逐渐渐变的过程。当气流量增大时,液桥会被冲垮,在高速上行气流的带动下形成匍匐前行的翻滚波,即上面所述的准弹状流。由于这种翻滚波兼有弹状流的间歇特性,故在对间歇流向环状流转变的机理分析时不再单独考虑,但是需要注意的是,当气体流速很高时,翻滚波界面的剪切力成为克服液膜重力,带动其上行的主要作用力。另外,在向环状流转变的过程中,受倾角的影响,靠近入口处的管道上壁面较易形成环状液膜,而后在气流的夹带卷吸和翻滚波的连续冲刷下,环状液膜沿流动方向向上扩展,直至包围整个管道,形成环状流。从上述分析可知,界面剪切力、倾角,以及气液流速和壁面切应力对环状流的形成有重要影响,本文采用Barnea等人提出的流型转变模型对环状流的形成展开分析。对理想稳定的环状流动(见图3),通过力平衡分析得到气液两相的平衡方程;对液膜有:-Aldpdz-τlsl+τisi-ρlAlgsinβ=0(1)−Aldpdz−τlsl+τisi−ρlAlgsinβ=0(1)对气芯有:-Agdpdz-τisi-ρgAggsinβ=0(2)−Agdpdz−τisi−ρgAggsinβ=0(2)式(1)和(2)相减消去压差项,得到如下关系式:τisi(1Al+1Ag)-g(ρl-ρg)sinβ-τlslAl=0(3)τisi(1Al+1Ag)−g(ρl−ρg)sinβ−τlslAl=0(3)式(3)中壁面剪切力:τl=flρlu2l2;ul=QlA(1-α)=Jl(1-α)(4)τl=flρlu2l2;ul=QlA(1−α)=Jl(1−α)(4)壁面摩擦系数:fl=cl(Dlulvl)-n(5)sl=πD,s=π(D-2δ),˜δ=δ/DAl=π(Dδ-δ2),A=π(D2-δ)2(6)将式(4)～(6)代入式(3)中,得到τi=g(ρl-ρg)Dsinβ(˜δ-˜δ2)(1-2˜δ)+132clρl(Dvl)-n(Jl)2-n[(1-2˜δ)(˜δ-˜δ2)2](7)对于界面剪切力系数的计算采用Wallis根据实验数据关联出的一个简单关系式:fi=fg(1+300˜δ)(8)式中:fg为不存在液膜时的气相摩擦系数:fg=cg(JgDvg)-m(9)如果液膜和气芯都处于湍流状态时,系数cl=cg=0.046,n=m=0.2;层流状态下,系数cl=cg=16,n=m=1.0。因此,有τi=12fiρgJ2g(1-2˜δ)4(10)联合式(10)和式(7),得出气液两相折算流速的关系式如下:g(ρl-ρg)Dsinβ(˜δ-˜δ2)(1-2˜δ)+132clρl(JlDvl)-nJ2l[(1-2˜δ)(˜δ-˜δ2)2]=12cg(JgDvg)-m(1+300˜δ)ρgJ2g(1-2˜δ)4(11)结合本文的实验数据,根据式(11)所得出的间歇流向环状流转变界限与实验值及采用Weisman公式的计算值的对比如图4所示。从图中可以看出,当液体折算流速较低时,环状流转变界限的计算值与实验值符合较好。而在液体折算流速超过某个值后,实验值要高于计算值。产生这种情况的主要原因是:本文所采用的环状流模型是理想状态下的,而实际在倾斜管中,液膜的分布并不是轴向对称的,而且气液界面也不是光滑的表面。实验中观察到,在相同的气体流速下,低液体流速下的环状流气液界面要比高液体流速下的界面光滑得多,接近理想状态,而高液体流速下的环状流界面都为小的不规则的毛刺波。这也就导致了在高液体流速下,实际的气液界面剪切应力要比理论值大很多,即是式(7)所得τi远大于式(10)的计算值的主要原因,从而在图4中表现出来的是环状流的实际转变界限高于计算值。从图中也可以看出,Weisman公式计算值要大于实验值,并都落在了流型转变界限之内。3.2弹状流过渡方式水流速的升高使得液相的湍流度增大,弹状气泡被液体分离,形成一组组的小气泡。当水的流量继续增大后,这些气泡组被打散,在湍流作用力和浮力的双重作用下,气泡分散在液体中沿管道上方流动,弹状流向泡状流的转变就此完成,在弹状流向泡状流的转变界限上,液相的湍流作用力远远大于弥散小气泡的表面张力,因此在分析流型转变时,不再考虑。采用Taitel&Dukler的分析模型,气泡所受的湍流作用力为:FΤ=12ρlˉv2πd2b4(12)式中:ˉv′是径向速度波动,可以用摩擦速度u*来表示:(ˉv2)1/2=u*=ul(fl2)1/2(13)作用在气泡上的浮力为:FB=(ρl-ρg)(gcosβ)πd3b6(14)S.L.Kokal推荐使用Davidson提出的用于计算稳定气泡直径的公式:πd3b6=1.378(πD24Jg)1.2g-3/5(15)当弹状流向泡状流过渡时,就有:FΤ>FB(16)把式(12)～(15)代入式(16)中,得到如下转变准则关系式:Jl>4.56(1-α)[ρl-ρgρlcosβflD0.8J0.4g]12(17)在气液流速较高的情况下,弹状流向泡状流过渡时,气泡要想独立存在而不被聚合,就必须要求其所受的湍流作用力大于浮力的作用。由于式(15)中气泡直径的取值限制在静止容器内,故在流动状态下,结合本实验数据,式(17)中的系数4.56(1-α)被系数0.813取代,转变准则式变为:Jl>0.813[ρl-ρgρlcosβflD0.8J0.4g]12(18)根据上述转变关系式所绘制出的弹状流向泡状流转变的界限与实验数据及采用Weisman公式的计算值进行对比,如图5a、b所示。从图中可以看出计算值与实验值符合较好,相对误差在±20%以内,而Weisman计算值大于实验值,其数据点全部落在了流型转变界限之内。4气液界面转变的界限1)倾斜管内气液两相的流型主要是弹状流,准弹状流,泡状流和环状流。2)采用前人提出的两相流流型转变准则式对间歇流向环状流转变和弹状流向泡状流转变的界限进行理论分析,结果发现,弹状流向泡状流的转变界限计算值与实验值符合较好,而间歇流向环状流的转变界限在低液相流速下实验值与计算值符合较好,高液相流速下由于气液界面的剪切力远大于理想状态的,所以实验转变界限要高于计算值。3)通过图4、图5a、b中采用Weisman公式所得的计算值与实验值的比较,可以看出Weisman公式可以有效地判别流型,但不能很好地预测流型产生的转变界限。n/ms-ms/ms气液界面特性Al液相截面积,m2Ag气相截面积,m2D管道直径,mDl液相当量直径,mJl液相