2.6　压力场数值模拟结果

为了深入了解水力喷射空气旋流器内气相压降特性呈现出如图2.4所示的变化规律的原因，结合其压力场和湍动能的数值模拟进行解释说明。随着气速的增加，WSA内压降先后出现低压降区、压降突升区、压降过渡区和高压降区，为了深入研究WSA内部压力分布规律，取纵截面（Y=0）以及每个小孔所在高度的横截面（z=40mm、55.6mm、71.6mm、86.8mm、102.4mm、118mm）为研究对象。

2.6.1　各个截面的压力分布规律

如图2.8所示为不同截面处的压力分布云图。在u_g≤ 4m·s^-1时，在水力喷射空气旋流器的分离空间存在明显的负压区域，且随着气速的增加，负压区域向WSA壁面的两边扩散变大，当气速增加到4m·s^-1时负压区域充满WSA的分离空间底部。在低压降区（u_g≤ 6.22m·s^-1）WSA的耦合空间部分压力分布有比较好的对称性，在压降突升区（7.11m·s^-1≤ u_g≤ 9.78m·s^-1）压力分布的对称性开始出现被破坏的趋势。这是由于此时在射流柱的表面发生了空气吹脱，射流柱产生表面波，造成了部分液滴雾化，从而间接地增加了气相的平均密度，使得压力的分布出现了不对称性。且排气管压力分布值从其底部向上逐渐增大，这是因为气相主要通过内旋流进入排气管，随着气速的增加，相应的气压逐渐增大的缘故。当气速增加到10.67m·s^-1时，压力的最大值区域开始分布在WSA的耦合空间环隙；随着气速的继续增加，压力的最大值逐渐充满耦合空间的环隙；当气速增大到此处的压力略小于其他区域时，出现如上所述的现象。从图2.8还可以看出在u_g=16m·s^-1时，其压力最大值区域分布最为对称，说明此处的气液传质相关性质的状态趋于稳定，可能气液传质的效果从非稳态慢慢变成稳态，其传质效果达到最大化。

上述内容主要从纵截面的角度分析研究压力场的分布规律，而未对小孔高度横截面的压力分布进行探讨研究。本部分主要对小孔高度横截面的压力分布进行分析说明。如图2.9所示，通过积分中值定理得到小孔高度横截面压力积分值的曲线变化规律。从总体上来看，随着横截面逐渐向下增大（即小孔所在高度的六个横截面），其压力场分布的平均值逐渐减小。即在接近旋风进口处，如图2.9中z=40mm处横截面的压力积分平均值最大，远离旋风进口位置z=118mm处的压力积分平均值最小。因此，小孔高度横截面的压力分布满足能量的递衰规律。从图2.9还可以看出，小孔高度横截面压力曲线的转折点大约在u_g=7m·s^-1和u_g=16m·s^-1。而u_g=7m·s^-1恰好处于压降突升区，u_g=16m·s^-1也与前面的推测相吻合。

2.6.2　各个截面的湍动能分布规律

图2.10所示为WSA内各个截面的湍动能分布云图。从总体上来讲，随着气速的增加，各个截面湍动能分布的对称性逐渐减弱，且在分离空间湍动能最大值分布的区域，随着气速变化而逐渐消失，并向排气管底部附近聚合。当u_g≤2.67m·s^-1时，WSA的分离空间出现的湍动能最大值区域几乎“充满”整个分离空间，并且随着气速的增加最值区域逐渐向中心移动，直到最后在WSA的分离空间完全消失。从图中还可以看出在u_g=0m·s^-1时，湍动能最大值区域之所以在WSA分离空间是因为底流口打开，液体由于重力的作用向下运动，从而带动该区域的运动，产生一定的湍动能。在该条件下，各个横截面的湍动能主要由径向射流产生的速度提供，因而表现出射流柱所在位置为湍动能也是湍动能最大值分布的区域，且呈较好的对称性分布。当u_g=5.33m·s^-1时，分离空间的最大值区域消失，且在排气管内湍动能的最大值区域开始减少并且在排气管底部附近出现较为明显的淡黄色区域。当u_g=7.11m·s^-1时排气管内的区域也消失并只在排气管的底部附近出现湍动能的最大值。随着气速的继续增加，最大值分布从开始只集中在排气管的底部区域变化到慢慢分布在整个排气管，因此可以看出u_g=7.11m·s^-1是该射流条件下的一个气速转折点。但是此时的分布没有先前的分布对称，这可能是由于到最后气相夹带的液滴较多且具有不同的运动状态，从而改变该区域的湍动能分布。

2.6.3　耦合空间环隙区域压力场分布规律

为了探讨WSA主筒体的耦合空间环隙区域的压力分布场规律，在u_g=1.78、6.22、10.67m·s^-1和u_g=17.78m·s^-1条件下，对上（z=48.686mm）、中（z=79.886mm）和下（z=126.086mm）位置处环隙区域的压力场分布作进一步分析研究。

图2.11给出了耦合空间环隙区域的静压分布。由图可知，静压分布不稳定，不具有较好的对称性。在圆环区域存在较为明显的红点即最大静压值，主要分布在贴近圆环两壁面区域。从静压的流体力学定义即流体在流动时产生的垂直于流体运动方向的压力可以看出，静压与运动方向等有关。而流体在离心力的作用下做圆周运动，液相在气相的旋转作用下大部分被甩向了外壁，部分小液滴和部分空气在离心力的作用下做内旋流动。随着气速的增大，液滴被分散成为更多的小液滴分布在圆环内，且在气相的作用下形成局部较高的静压值。特别是在z=126.086mm横截面的位置处，该现象最为明显，也最能反映气液两相界面接触的状况。

表2.2表示不同气速下耦合空间各圆环横截面的静压积分平均值。在相同的气速条件下，沿截面竖直向下静压值不断增大，满足静压的分布规律。通过比较发现从耦合空间上部（z=48.686mm）到耦合空间中部（z=79.886mm）静压平均值的增幅最大，耦合空间中部（z=79.886mm）到耦合空间底部（z=126.086mm）静压平均值的增幅较小一些。从表2.2还可以看出，当u_g=6.22m·s^-1时，该气速下的静压平均值皆大于u_g=10.67m·s^-1气速下的静压平均值。这可能由于在u_g=6.22m·s^-1时，液滴开始雾化，导致气流流体的平均密度骤然变大，静压均值出现了剧增；随着气速的继续增加，其静压值分布表现出传统旋风器的静压分布规律，即静压均值随气速的增加而增加，这也是与传统旋风器的一个不同点。

如图2.12所示为耦合空间内三个横截面的动压分布云图，表2.3所示为不同气速下耦合空间各横截面动压积分平均值。首先从其动压的分布云图可以看出，随着气速的增加，动压从开始的分布在圆环的内壁区域，逐渐地分散在环隙的所有区域。当u_g=17.78m·s^-1时，该现象最为明显，且伴随着较为明显的红点出现，即动压的最大值。从数值大小来看，如表2.3所示，随着气速的增加，动压明显增加，但是增幅逐渐减少。这可能是由于气速的增加，固然增大了动压值，但是同时也增加了气液两相的接触或碰撞的机会，使得能量发生耗散，从而增幅逐渐减小。在相同的气速条件下，如u_g=1.78m·s^-1时，耦合空间内上部截面（z=48.686mm）到中部截面（z=79.886mm）的动压均值下降了约为50%，而上部截面到下部截面（z=126.086mm）降幅达到83%左右。随着气速的增加，增减的幅度逐渐减小。

图2.13和表2.4分别示出了不同气速下耦合空间环隙区域的总压分布云图和耦合空间各横截面位置的总压积分平均值。由图2.13可以看出，总压云图与静压云图的分布规律基本相似。这是因为静压值远远大于动压值（如表2.2、表2.3所示）的缘故。从表2.4也可以看出来，在u_g=6.22m·s^-1时，总压均值也呈现出与静压相同的变化规律。但是在相同气速条件下的总压值的差别没有静压和动压的明显。