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旋风分离器英文文献翻译
旋风分离器的经向入口结构的气固流场数值模拟
JieCui,XueliChen,*XinGong,andGuangsuoYu
——上海华东理工大学国家煤气化重点实验室，2002.3.7
对应用在多喷嘴对置气化系统中的一个简单的气体与颗粒离分装置——旋风分离器径向入口结构改进的研究现状进行了回顾。
在高效率的前提下径向入口旋流器更适合高压工业运行环境。
应用计算流体动力学（CFD）技术为基础的模型来研究一种新型旋风分离器的性能。
用这一方法，用雷诺应力模型来描述湍流，然后由拉格朗日随机模型来描述粒子流。
该方法很好的验证了测量与预测结果之间联系的有效性。
结果表明，即使速度流场不是几何对称和三维非稳态，但它是准周期的。
此外，还有存在一个涡核现象在旋风分离器中。
因为离心力，颗粒浓度分布是不均匀的。
根据粒子的运动特征，分布区域可分为三个部分。
较大的颗粒比较小的更容易分开。
但超过某一临界值的大小时颗粒将不会在旋风分离器的锥形墙底部被收集，然后发生凝滞。
这将导致在旋风分离器的锥形部分发生严重侵蚀。
此外，分离效率与粒径的增大、径向进气旋风分离器切点的直径是小于相同的入口条件下的传统旋风分离器的。
简介
多喷嘴对置气化系统是由煤处理、煤气发生炉、煤气净化和黑色的水处理工艺组成。
煤气净化在整个运行在较高的温度和压力系统中起着重要的作用。
它是消除在气化炉生产的合成气才到达旋风分离器下出口之前的颗粒。
多喷嘴对置气化系统净化过程是采用搅拌机、旋风器和洗涤器组合的，它与在GE气化合成气净化技术是不同的。
旋风分离器的存在提高了净化效果和系统操作的稳定。
旋风分离器被广泛应用于工业应用，在空气污染控制及气固分离和气溶胶采样等。
随着结构简单、制造成本低和适应极其恶劣的条件下运行，旋风分离器成为在科学与工程除尘应用设备领域中最重要的装备之一。
在一般情况下，传统的旋风分离器通常采用切向进气道结构。
霍夫曼和Louis纷纷推出关于分离器上锥与切向入口气旋的一些设计要点。
但切向进气道结构不能
适用于一些特殊的条件，如高温度下的高压等。
因此，经过过去的几十年里的多次尝试，通过引入一个新的入口设计来性能提高。
切向入口旋风分离器也是不适用的在多喷嘴对置气化系统。
由于切向焊接阻碍了大额投资的投入、使得技术含量需求更高和存在大的风险。
在本文中，采用新型旋风分离器介绍一个特殊的径向进气结构如图1所示。
在高效率的前提下径向进气旋风分离器能适应产业化经营环境。
不正确的分离设备的设计将是具有破坏性的，所以更好地学习设计的基础是至关重要的。
因此，有必要了解气体粒子流和径向进气旋风分离的特点。
然而，由于复杂的三维强的旋流流旋风，传统的研究方法无法提供的预测准确。
随着现代计算流体动力学（CFD）技术的发展，现在是可以充分模拟气旋的气体流量和粒子动力学。
在本文中，我们集中在与商业CFD软件FLUENT径向进气旋风气体粒子流场模拟。
由模拟获得的信息通过分析和比较，与传统的旋风分离器气体粒子的径向进气旋风流场比，都可以得到验证。
2.数值模拟方法
2.1、湍流模型。
重要的是要在旋风分离器中找到一个合适的湍流模型来解决复杂的立体强烈的回漩流流体。
目前的工作是基于RSM模型，它可以描述非均向性湍流。
RSM，虽然比其他未解决涡流湍流模型计算更昂贵，但它已被证明是一个气旋流适当的湍流模型。
这核心图表是用来表达对流的离散性，而压力梯度关系是用来处理压力参差的。
压力耦合的解决方案是基于简单的半隐式方法。
在RSM模型，过程方程可写为：
左边的两个条件是分别对时刻压力和对流流动段的求导，分别。
正确的术语是应力扩散项：
粘性扩散项：
剪切产生项：
浮力产生项:
压应变力项:
损耗项：
旋转产生项：
Sij为用户定义的源项。
湍流扩散，包括在RSM模型。
用一个标量湍流扩散，显示为
湍流粘度，μT，使用下列公式计算：
其中Cμ=0.09和ε是耗散项。
2.2气——固两相流场模型。
所谓拉格朗日多相流模型描述粒子的随机的运动。
离散相粒子的运动轨迹的预测是结合粒子的力平衡来的。
因此，方程写成
其中，
是一个额外的加速期，包括热泳力，布朗力和Saffman升力/单位粒子的质量。
给定的单位粒子质量的阻力。
其中，
是粒子的速度，
是气相的速度，
是粒子的密度，
为颗粒直径。
是相对雷诺数而
是气体和颗粒之间的给出阻力系数。
离散相粒子可以抑制或产生动荡的漩涡。
湍流扩散的粒子随机跟踪，预计整合为单个粒子的运动轨迹方程，流体的瞬时速度，
，在整合使用的粒子沿路径。
假设他们服从高斯概率分布，使U'、V'和W'在湍流涡旋产生期为采样值。
所以有：
其中，ζ是一个正态分布的随机数，以及右侧的其余部分是局部的RMS值速度波动。
由于湍流动能在每个点在流，这些值的RMS波动组件可以定义（假设各向同性）
粒子涡相互作用的时间和尺寸不应该比随机涡的寿命和尺寸大。
双向耦合方法被用于考虑气相和离散相之间的影响。
双向耦合完成停止，直到这两个阶段的解决方案，通过交替求解离散和持续的项相方程改变。
从气相转移的势头颗粒相的计算方法研究变化一个粒子的动量，因为它通过传递给每一个控制计算量，动量变化
表格一，旋风分离器的入口结构参数：
其中
是颗粒的质量流率而Δt是时间但是请注意，该模型描述忽略的粒子-粒子间的相互作用。
这种处理方法在稀相流动中已被广泛应用。
3、网格划分和边界条件
3.1、网格划分。
图1的几何尺寸描述了模拟旋风分离器。
为了模型实验数据，旋风分离器的尺寸是基于几何相似建模方法来建模的。
新型旋风的进口结构是一个赋予一个圆形的直线型状的设法。
进入气筒沿其轴的插入管道削减一半，形成一个虚拟的平面。
虚拟平面和轴之间的夹角经常被定义为进口角β，其进口的角度方向是随混合物进入气旋变化而改变。
混合物的流动是由于混流和冲击造成的影响的。
冲击后，气体与粒子混合物沿叶片进入旋风分离器，在离心力的作用下分离。
坐标原点的选择如下：
轴向是Z轴，而z轴上方向是正的。
入口的位置是X轴，Y轴是垂直入口的中心线。
坐标的原点定义在其中进口的正常点和气筒轴相交的旋风。
此外，入口位置设置为0°和逆时针的方向是正的。
和有关量纲配置参数值列于表1。
图2显示了计算域，含有210000格子。
整个计算域划分由结构性六面体网格。
在越近壁区网格越密集。
而在离墙区域网格越细化。
网格是依靠传导的。
指定网格足以让独立的网格很好的解决方案，表明计算结果是独立的网目尺寸的特点。
此外，当RSM墙功能选择，重要的是，墙相邻格子的第一个单元格大小，这被定义为格子的质心和墙之间的距离，选择适当满足量纲距离（y+）的要求。
首先，格子尺寸不应该太小，因为会阻止了粘性底层和缓冲区域的分层。
此外，应该有少数网格内边界层的第一个单元格不能太粗。
在这项研究中，第一个单元格的大小（Y+）这些因素的基础上有一个约40-60之间。
3.2、边界条件。
空气是用来表示气体相。
进气口速度设置为Ui=12.58m／s。
初始粒子位置的数据点是在入口面位置上。
颗粒的入口速度等于气体入口速度。
粒子密度为1400kg/m*3，粒子雷诺数约13500。
当气体流场是稳定时该粒子是不断以0.0168kg/s的流量进入旋风。
独立测试的粒子数已进行。
粒度分布使用的Rosin-Rammlarr分配方法，拟合测量在图3所示的数据。
在旋风分离器自然出口边界条件作为一个全面流动的管流描述。
而对梯度在轴向方向上的所有变量都假定为零。
用于湍流强度气体湍流量的进气口。
气体湍流强度计算用I表示
其中，
为雷诺数的入口条件。
RSM模型用于湍流动能边界条件。
而最初的入口湍流动能能源k可以计算。
其中，Ui是进口处的气相速度。
没有气体流量摆脱底孔。
颗粒
假设要体现弹性的墙壁和被困在旋风分离器的底孔。
此外，无滑移条件假设在墙壁上。
默认的壁面粗糙度为0.5。
标准壁面函数法用于分离物在近壁流场的影响。
4、结果与讨论
4.1、气相流场。
4.1.1、模型验证。
图4显示了实验和计算速度的比较
在圆柱段的Z=-690毫米，在uI=12.58米/秒。
冷态模型的流场，与1800毫米的总高度
使用双粒子动态分析仪测量毫米（PDA）。
切向和径向速度分布的实验和预测之间的比较表明，模拟结果与实验值吻合良好。
切向速度分布是Rankine涡在外层部分准自由涡和准强迫在内部的旋涡。
和之间的差异可能造成的理想实验和计算值假设模拟和实验误差等。
尽管观察到的差异，结果如上所述确认，RSM模型可以预测流场旋风。
在下面，将用于建立模型一些关于径向流场的一般理解进口旋风。
4.1.2、在旋风分离器的气体流场。
图5给出详细的切向速度分布计算。
流在气旋的字段表示Rankine涡流的预期强迫/自由组合，这是类似于传统旋风分离器。
切向速度的价值是在壁的零点和流场的中心。
部分气体向上流动到圆筒盖，然后沿着外墙流下来的形成涡流。
一旦流量达到底部形成涡流，向上流动的气体流量碰撞形成乱流接近外壁的旋涡，显示为1，2和3点。
这部分的流动也所谓向上的涡流或短路流。
可以看出在图5中，切向速度包括两种类型的旋涡。
在一个位置分为内部的旋涡和外部涡对应中的最大切向速度分离空间。
除以职位基本上都是独立的轴向位置，但仅依靠直径漩涡的发现者，漩涡是不衰减分离空间。
iozia和Leith有研究的影响气体的流动模式和传统气旋尺寸分数效率，总结内在的表达旋涡直径dţ，表示为
其中，Ka为入口截面率，dr为形成涡旋直径。
但是公式19不适合旋风分离器的切向入口。
因此根据实际经验来修订公式，为
据到20的表达，它可以计算出，dt=76mm的条件下模拟。
它是在良好的按照仿真结果dt=74毫米，这印证了性进一步改造的可能性。
图6显示的旋涡的形成影响了直径率。
切向速度场。
切向速度的最高值和除以内外的分离区域的点有一个大的影响。
它可以发现，外旋流区增加与减少,于是切线速度增加。
所以它是有利于分离由于加强离心力。
图7显示了在同一时间段不同的切向速度分布。
从第z=0毫米=可以看出，在入口处流速加快1.5-2.0倍。
然后，越靠近沿壁的流场旋转越小。
在分离器的空间，存在一个漩涡的速度核心，在每一节围着涡核中心速度绕，而不是周围的几何中心。
此外，涡核中心的地位不是固定不变的，这将导致外围流场的变化的原因。
涡振荡的部分，在振荡幅度是较大的涡旋形成是在底部。
后到达圆锥部分，振荡有一个大的范围和在一些点上壁的两端，显示第ž=-1800毫米。
这种现象可以很容易地解释残差涡核在文献中提到，14,28如图8，经常被称为“涡旋自然消失”的旋涡。
在附着点，高速旋涡核心，因此在较低的旋风壁，其中，在固体的存在，产生观测到的侵蚀高峰的直接接触。
在下面的文本将讨论这种现象。
因此，可以发现，在气旋流场不稳定。
图9a显示了轴向速度分布。
A部分的气体被视为在壁上方流动，然后向下沿外壁向下与向上流动碰撞形成涡旋，从涡旋脱离出来形成一个小的回流场（A点）。
此外，可以看出一些再循环在环形空间。
也可以看到，在底部的旋涡的形成以轴向速度达到峰值（B点），这可能是造成上升流和回流场。
图9a表示轴向速度向下，针对外地区向上在围绕中心内的区域。
向上流动是螺旋扭曲圆筒和轴对称，特别是在锥形部分。
结果是定性相似那些获得Narasimha等切向进气的旋风器模型。
图9b给出了计算的径向速度分布。
可以发现，径向速度分布是不规则的，类似一个扭曲的圆筒。
一径向速度值一边是正极的，另一种是在中央的负面中心轴线（图9b所示）。
封闭这底孔，从分离器空间不同的方向的速度都在改变。
这表明在旋风分离器的非定常流场，像轴向速度分布，还存在峰值在底部的旋涡形成。
4.1.3、气体流场中的涡旋的形成。
图10显示了涡旋形成的切向速度分布，他们是高轴附近的壁和低轴附近，在速度分布中心不断变化，表明湍流随机性涡旋形成。
此外，最大沿轴向切向速度值降低方向。
在旋流涡形成是影响分离效果，这也是一个主要因素，导致在旋风分离器的压降。
因此，如何抑制气体旋流和削弱压降将在今后的工作中是值得考虑的。
4.1.4、气体流量的周期性。
旋风分离器流场是一个立体的不稳定状态。
在这一文本对内部流场法进行了研究，寻找流场的可能周期性。
用固定的计算不稳定流场。
切线的变化在分离空间任意两点的速度显示在图11。
从图11可以看出，切线速度是在旋风分离器是有准周期的，表明流场的振动旋涡核心是准周期和核查的现象。
旋风分离器的旋涡核心可能会导致环境流场的变化。
因此，在学习的每一个点的速度频率获得通过涡核区域可以是一般的运动规律。
这部分的目的是研究在不同点的分离速度的振动频率空间，以便进一步解释涡核现象。
计算速度振动在一秒钟内振动的次数的频率。
振动频率沿径向方向研究为代表第ž=-445毫米，在图12a所示。
这表明在径向方向的振动频率变化不大，这几乎是6-7赫兹。
振动频率相同的部分应该是一样的,因为会散播了涡核而引起的振动波速度相同的部分。
因此，它被认为，其他部分具有相同的法律。
图12b显示了沿轴向振动频率方向。
可以发现，它的振动频率几乎是在分离空间，这可以解释加工旋涡核心。
4.2、粒子流模式。
如图13所示，粒子的位置随时间为1168格，其中一个时间格有8个粒的改变。
里面的旋风分离器，形成两个旋转流。
一个是靠近旋风分离器壁的流旋转较大，更沉重的粒子的往下沉。
第二个是旋风分离器中心附近体积小、重量轻的粒子流向上流动。
可以发现，最大的粒子的运动轨迹集中在墙壁上，和最小粒子的运动轨迹在中心。
其他大小的颗粒主要是在两个极端之间。
较大的颗粒很容易通过锥由于较大的强制离心分离。
更小的粒子是很难在分离器涡旋的形成具有短的停留时间（约0.4秒）逃出，其中其他部的分离器圆筒萦绕旋风顶下形成一个顶级的尘埃环。
这被认为是由于二次纵向涡的作用在圆筒上方所形成的环形空间。
因为存在旋风分离器的离心力，颗粒物浓度是不均匀的。
图14显示了粒子在沿径向方向分离空间的浓度分布。
根据粒子的运动特征和浓度分布的特点，分布面积分为三个部分。
A部分代表粒子捕获区附近的壁上。
在这一部分中，颗粒脱离气体流量及依附在壁上，形成了粒子带螺旋。
因此，这部分粒子在径向速度为零。
B部分代表了隔离区。
粒子浓度分布在这一部分。
整个粒子向外移动在离心力作用下的气体流量。
C部分代表颗粒逃逸区。
颗粒物浓度非常低因为部分上的小颗粒的阻力比离心力大，使颗粒物容易逃脱向上的气流。
由粒子速度的大小和粒子痕迹用颜色呈现在图15。
它可以观察到的粒子速度是单调的，尤其是在进口部分。
正如前面所述，在旋风分离器内尺寸较大的颗粒或者是具有较大的速度容易移动朝壁侧相同的径向位置。
虽然较小的颗粒由于平均速度比那些较大的颗粒大很容易被气体带动，其中许多较大颗粒无法到达到壁，而较小的粒子的速度大容易向中间靠拢。
因此，速度沿径向的分布秩序。
此外，它是确定的，下降的速度沿移动方向，直至达到锥底部。
它表明颗粒的阻力是显着的。
径向旋风分离器分离效率比较与传统的旋风分离器已经呈现在图16。
和在这个数值的结构和操作使用的参数Jietal等人进行了相同的研究。
在传统的旋风分离器，通过大量的模拟的分离效率得到融合气旋的入口和出口的流速特征。
如图16所示，左边的Y轴代表双向分离器分离效率的和右y轴代表进口的粒度分布。
可以看出这双向分离器分离效率与粒径增加。
和径向分离器的切点的直径小于传统的分离器，这意味着径向分离器是更适合细颗粒分离。
但与粒子一个直径20微米以上的双向分离器已被淘汰。
图17显示了不同的粒子的运动轨迹直径。
可以发现，颗粒小于11微米的一旦进入旋风分离器体内就被忽视的靠在壁上。
较大颗粒，由于颗粒的离心力比气阻力更大，颗粒有很可能进入弱的流场内并直接逃离涡形成的涡环。
较大的颗粒（如在图17C和D），主要是向气旋外移动和移向壁。
分离过程也是双向耦合德克森等人模拟的可视化。
据发现，动荡起到了至关重要的作用在分离过程。
分散的小颗粒整个气旋和动荡有可能陷入通过出口管道的顶部流。
较大的粒子，它们积聚在壁上的地区和逐渐移动（由于气体流量的重力方向）的固体颗粒收集箱。
然而，在这个文本中发现：
颗粒超过一定规模的，如29.92和35.88μm的颗粒模拟中，一个明显形成停滞层是在锥附近。
所有的粒子大于一定规模的不能直接分离。
和较大的粒子是，更高的终端位置，如图所示17E-G。
17H图说明了所有不同的轨迹直径颗粒。
很显然，模拟结果最大的粒子主要在缸底部。
如图17所示，是在按照wang的研究结果。
一个合理的解释是可能是向上和向下超大颗粒的力量平衡。
粒子的运动状态将保持不变时的力量离心力，重力，粒子的力来维持平衡的。
然而，这种现象会导致壁在操作过程中的腐蚀。
可以监视粒子侵蚀和在墙上边界吸积率。
侵蚀率被定义为
其中
级是粒径的函数，
是影响
与墙面的粒子路径的角度，
是一个函数
的影响的角度来看，
是相对的粒子速度，
是相对粒子的速度和
是壁面上的格。
C，F，b是爱德华兹常数等。
图18显示了气旋侵蚀的轮廓。
墙体材料为316L不锈钢。
它可以发现，由于超大颗粒，尤其是在缸底部圆柱体和圆锥体的连接的区域腐蚀最严重。
此外，还有两个其他地区侵蚀严重;他们是进口的一部分和圆筒盖部，这是由更小的粒子引起的。
因此，在今后的工作中如何防止这种现象是未来重中之重。
这将是要研究对某些关键的颗粒气旋和气旋在一个良好的环境中运行。
5、结论
本文介绍，这是径向进气旋风分离器比传统的旋风分离器更适用于一些特殊的产业化经营。
数学模型已应用并能预测它的气体粒子流场。
及以下可从目前的研究结论：
（1）在分离空间和漩涡的形成，存在速度处理涡核速度场旋转的涡核中心附近，但不在傍边的几何中心，这可能是由特殊的进气结构造成的。
（2）的速度流场的变化是准周期，和振动频率几乎是相同的，在分离空间，这可以解释处理涡核。
（3）粒子浓度是在旋风不均匀。
根据粒子的运动特征和浓度分布特征，分布区分为三个部分，这是粒子捕获区，隔离区，和粒子逃避面积。
较大的颗粒集中在墙壁流了下来，和更小的粒子从漩涡中心和其下逃逸，或流连气旋的顶覆盖，形成一个顶级的尘埃环。
（4）粒子的分离效率与粒子
大小有关。
一个较小的切点的直径，径向进气旋风分离器比传统旋风分离器更适合细颗粒分离。
（5）超过某一临界值的大小的粒子将不被收集在锥形墙底部和对旋风分离器造成凝滞。
这将导致严重侵蚀旋风分离器的锥形部分。
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