汽车前挡风玻璃减速的奥秘

汽车前挡风玻璃减速的奥秘 气液射入压载水排放管中混合 过程的数值模拟 1, 2 1 3 4 谷建龙 ,张芝涛 ,胡吉敏 ,张江华 ( 1. 大连海事大学环境工程研究所 ,辽宁 大连 116026; 2. 云南省科学技术情报研究院 ,云南 昆明 650051; 3. 昆 ) 明理工大学电力工程学院 ,云南 昆明 650051; 4. 鞍山市第二十五中学 ,辽宁 鞍山 114014 摘要 :利用高效活性自由基在压载水排放管路中杀灭致死有害入侵微小生物 ,可 解决目前各国海洋生态环境保护亟待解决的生物入侵问题. 横流环境中的垂直 射流 ,能够产生强卷吸反向涡旋对 ,具有较好的混合效果 ,以此实现气液携带的 活性自由基与压载水在短距离的管路中快速均匀混合 ,以便使活性自由基充分 接触并杀灭入侵微小生物 . 拟采用较成熟的假设各相均为连续相 的 Eu le rian2Eu le rian双流体模型对 T型管路结构进行数值模拟 ,分析气体体积分数在管路 中的演变 ,来表征射流与横流的混合过程. 结果显示 ,沿横流横断面上 ,气体体积 分数存在反向涡旋对 ,在横流纵剖面上 ,可以明显看到紊动射流的起始段 、弯曲 段和顺流段 ,其气体分数分布区的发展类似于单相自由射流 . 不同流速比的流场演变 ,因受壁面约束形成独特的结构特征 ,同时说明冲击射流在短距离内更有利 于快速混合. 关键词 :约束横 流 ; 气 液 紊 动 射 流 ; Eu ler ian 2Eu ler ian 双 流 体 模 型 ; 气 体 体 积 分 数 ; 压 载 水 处理 压载水带来的生物入侵是目前各国海洋环境生态保护亟待解决的四大问题之一 . 相 (关领域的研究者对处理压载水作了大量的研究 ,主要处理方法包括分离型 过滤式 、旋流 ) () (式 、离心式 、能量型 UV 辐射 、热能 、超声 、磁能 、电能 、氧化类化学药剂型 臭氧 、二氧化 ) ()氯 、过氧化氢 、过氧乙酸 、非氧化类化学药剂型 戊二醛 、SeaKleenR、胡桃醌 及其它方法 () 压载水更换 、脱 氧 、高 级 氧 化 技 术 或 者 上 述 方 法 的 联 合 使 用 . 尽 管 上 述 某 些 处 理 方[ 1 24 ]( )法 已经经过多年研究 ,但国际海事组织 MIO 认为至今没有一种方法可以有效杀灭压 载水中的有害入侵微小生物. 然而 ,已在废水处理中成功应用的以活性自由基为氧化剂的 高级氧化技术被认为是较有前景的方法 ,主要是因为活性自由基氧化性极强 ,能在短时间[ 5 26 ] 内对微小生物无选择性地杀灭 ,氧化最终产物为无毒无害的 CO和 HO ,所以可以直 2 2 接排放且对环境没有危害 ,为压载水在排放过程中并能在短时间内有效杀死大量入侵微 收稿日期 : 2008 203 210; 修订日期 : 2008 209 201 ( ) ( )基金项目 :国家科技支撑计划重点项目 2006BAC11B06 ;国家重点基础研究发展计划 2008CB417203 ( ) 作者简介 :谷建龙 1974 —,男 ,博士 ,讲师. Tel: 0871 23304643 , E2m a il: jian longgu@163. com 小生物提供了一条新途径 . 4 首先 ,压载水具有短时间内排放量大 、管流流速高等特点 . 例如 ,对于 1715 ×10t散 4 4 装货船 ,用两台 0125 ×10t / h压载泵需要 15 h才能把 715 ×10t压载水排出 ,压载水在管 () 道 D = 600mm 中流速为 215m / s;其次 ,因活性自由基的强氧化性 ,杀灭大量的有害入侵微生物所需要的药剂量较少 ;第三 ,活性自由基寿命短 ,只有均匀混合时间短 ,才能保证有 充裕的时间致死微小生物 ;也就是说 ,对于有限长度的压载水排放管路 ,快速均匀混合程 度直接决定了活性自由基杀灭入侵微小生物的效果. 因此 ,为选择能使少量的活性自由基 快速均匀接触大量压载水中微小生物的管道混合形式提出了挑战.[ 7 ]1994 年 F ric对无约束横流与射流的相互作用试验研究 ,提出在相互作用区域内有 ( ( ) ) 四种结构 :射流剪切层涡 Shea r2L aye r Vo rtice s、马蹄形涡系 Ho rse shoeVo rtice s、反向涡 ( () )旋对 Coun te r2Ro ta ting Vo rtice s Pa irs, CV P和尾迹涡 W akeVo rtice s,其中反向涡旋对是 [ 8 29 ] 射流垂直喷入横流环境最显著 、最持久的特征 ,并具有强烈的揉搓摩擦卷吸掺混横流 [ 10 ] 的作用 ,成为射流同横流混合的源动力 ,国内外利用试验和数值模拟的手段对各种单 [ 11 214 ] 相垂直射流流场及其污染物的扩散作过深入地研究 . 本文将采用携带自由基的气液垂直射入压载水的横流管路中作为混合接触形式 ,达 到相间一边进行快速混合一边传质 ,使压载水在排放口满足水质排放标准 . 压载水处理流 程如图 1所示 ,首先压载水经压载泵 1抽入到排放管路 ,通过增压泵 2从管路道中抽取部 分压载水作为动力水 ,动力水在混合器 3 处 ,因混合器的断面收缩 ,流速增加 ,压力减小 , 甚至形成负压 ,从而抽吸装臵 4处产生的含活性自由基气体 ,并在混合器喉部破碎同动力 水混溶 ,然后形成均匀的含高浓度自由基的气液混合物 ,垂直射入压载水排放管路中进行 二级混溶 ,并在混溶过程中致死有害入侵微小生物 . 11压载水泵 ; 21增压泵 ; 31气液混合器 ; 41自由基产生装臵 图 1 压载水处理流程示意图 F ig. 1 F low cha rt of ba lla st wa te r trea tm en t [ 15 ] 公开发表的文献中 , A nd reopou lo s最早对流场进行详细测量研究 ,他指出 : 射流内 存在反向涡旋对 ,随吹风比的增加 ,射流的穿透能力增强 ,较低吹风比时 ,射流不能穿透边 界层 ,会贴附于壁 面 ; 对于 有限 空 间单 相紊 动 射流 的研 究 , 例 如 , 对 于 T型 管 路 冲 击 射 [ 16 ] [ 17 ] 流 ,多见于对称分流少见于汇流 ;杨涛 等对多股射流与圆柱管中横流混合的三维流 场进行了数值模拟 ,认为射流与横流动量流率比对射流喷入深度有很大的影响 ,并报道了 [ 18 ] 因管壁束缚的作用 ,限制了反向涡旋对离开对称平面 ; 付华伟等 通过数值模拟错流紊 动射流的速度分布 ,捕捉到射流内部有分叉现象以及射流喷口背风侧的流动出现了分离 [ 19 224 ] 并形成尾迹区 . 多相流方面 ,针对下喷射流以及上喷鼓泡混合传质 研究报道较多 ,属于同流或逆流混合 形式 ; 而 在 管道 具有 横 流的 两相 紊动 射 流 中 , 有 关 于 气 力 输 运 颗 粒 [ 25 ] [ 26 ] 物 、射流曝气等报道 ,但关于圆形管壁 ,尤其是射流管与横流主管路直径相差较大 时 ,对射流主体在管内的沿程变化过程的报道很少 . 因此 ,有必要针对管径比相差较大 ,使 少量气液混合物射入横流管道的混合形式进行研究 ,确定有效的管道混合参数 ,认识掺混 过程以指导压载水处理设备达到最优化 . [ 27 ] ε拟采用假设各相均为连续相 Eu le rian2Eu le rian 双流体 模型结合 R ea l k 2湍流模 () 型 ,同时考虑气液两相对流扩散 ,给出不同流速比 R 射流与横流速度比 下的气体体积 分数分布云图 ,沿横流横断面上 ,气体体积分数存在反向涡旋对 ;在横流纵剖面上 ,可以明 显看到紊动射流的起始段 、弯曲段和顺流段 ,随流速比的增大 ,射流穿透力越强 . 因受壁面 的约束作用 ,气体体积分数云图表现出独有的特征 ,当流速比较小时 ,射流主体在主管路 中贴壁发展 ,难以形成反向涡旋对 ,导致径向扩散较小 ,射流主体核心的体积分数降低较 少 ;对于当流速比发生自由射流时 ,虽然形成了反向涡旋对 ,但径向卷吸扩散仍旧较弱 ,并 且壁面束缚作用限制了反向涡旋对离开对称平面 ,造成接近壁面四周气体体积分数分布 较少 ,形成混合“死区 ”;而对于较大流速比即发生冲击射流后 ,观测到射流主体沿管壁攀 爬 ,在顶部汇合后并向底部冲击 ,然后头部再次分叉的现象 ,体积分数呈“锚 ”型分布 ,此 过程使反向涡旋对核心的气体体积分数明显降低 ,使整个断面体积分数分布更趋于均匀 . 1 数学模型 对于两相流的流动 ,截至目前只有双流体模型比较详尽地考虑了两相间质量 、动量和 能量的交换 . Eu le rian多相流的基本假定如下 : ( )1 所有相在时空上共存 ,表现为在流动空间某处的一个单元体内 ,气体和液体各占 据一定的体积比例 ; ( ) 2 所有相均被看作相互穿透的连续介质 ,其运动规律遵从各自的控制微分方程组 ,特别当气泡被视为 连续 相 时 , 其流 动特 性 除受 流体 湍流 的 影 响 外 , 还 受 其 自 身 输 运 的 制约 ; ( )3 两流体间存在动量 、能量以及质量的相互作用 ,即存在相间耦合 . 文中考虑了曳 力 ,其系数采用 Sch ille r经验公式给出 ,详见文献 [ 28 ] ;因主相对第二相的加速作用 ,还考 虑了虚拟质量力 ;另外 ,气液在侧管及主管路中流速高 ,且主管路计算长度较短 ,暂时没有 考虑气相升力的影响 ;并忽略单个气泡的 M agnu s效应及其对液相湍流加剧的作用 ; ( )4 为每一相求解连续方程和动量方程 ; ( ) 5 对每一相按不可压缩流体处理 ,各相拥有统一的压力场 ; 气液两相流的统一表达公式为 Φ5 55 5Φ ΦkαρΦ((αρΦ ) + U ) = + S ( )1 k k k k k k j k αΓ k k k 5t 5x 5xj j 5x j α式中 , 下标 k 表记为 k 相 , 气相 k 为 g, 液相 k 为 L; 下标 j表示空间坐标; 为第 k 相的体 k Φ Φ ΦΓ积分数 ; U 为局部 k相速度 ;为所求问题的因变量 ; 为所求因变量的扩散系数 ; S k jk k k 为所求因变量的源项 . 对于各相不同方程的具体各项表达式参见文献 [ 29 ]. 气相体积分数为 αα( )= 1 - 2 gL αα当空间均被气相占据时 ,= 1或 = 0 ,反之既然 . g L ε 对于 R ea l k 2模型常数取值见表 1. ε表 1 R ea l k 2模型的经验常数取值 ε Tab le 1 R ea l k 2mode l con stan ts CCεε瑞动能 P rand tl数 瑞 动能耗散率 P rand tl数 耗散 P rand tl数 湍流 Schm id t数 2 2 1190 1130 1100 1120 0175 0170 2 计算区域及其边界条件 仅对气液通过射流器均匀混合后射入主管路的过程进行计算模拟 ,因约束横流紊动 [ 30 ] ( 射流三维性比较强 ,所以选用整个区域作为计算区域 ,即选择的计算区域为侧管 d = () ) 0101m 长 0105m ,主管路 D = 011m 长 111m ,并在 011m 处垂直相交 ,见图 2. 图 2 计算区域示意图 F ig. 2 F low Configu ra tion Schem a tic 边界条件如下 : ( )( ) αα = 0 ,给定水1 左侧进口 x = 0, y = 0, 0 ?R ?0105m :此处只有水相 ,即 = 1 或 Lg 流流速 U= 5m ,并按经验公式计算水相湍动能及其耗散率 ,即0 2 ( )3 k= 0. 003U L L 3 / 2 ε( )( )= 0. 009 k/ 0. 003R e 4 L L ( )( ) 2 上侧侧管进口 x = 011m , y = 0115m , 0 ? r?01005m : 设气液两相间无滑移 ,两相 ( ) α的速度 U 为 无 梯 度 分 布 , 气 相 = 012 , 各 相 湍 动 能 及 其 耗 散 率 同 样 用 公 式 3 和 j g ( )公式 4 给出 ; ( )( ) 3 右侧出口 x = 111m , y = 0 , 0 ?R ?0105m :设为压力出口 ,湍动能及耗散率同左 侧进口 ; ( )4 固体边界 :壁面上取不渗透性及非滑移条件 ,因而两相速度为零 ,并采用壁面函 数法处理 ; ( ) 5 不计入重力影响 ; ( ) 6 两进口计算工况参数见表 2. 表 2 计算工况不同流速比 Tab le 2 Summ a ry of the va riou s ve loc ity ra tio s 流速比 R = U /U 1 3 6 10 15 j 0 3 数值求解方法 ( )(对计算区域进行分块 ,划分为结构化网格 ,然后对形如式 1 的各平衡方程 连续方 )ε程 、动量方程 、k 及 方程 应用有限体积法进行混合差分格式离散 ,离散过程应用了交错 网格技术及源项线性化技巧 ,并应用 S MI PL E方法对压力与速度进行校正 ,残差在收敛到 - 3() 10 以下 ,并且所监视参数 如进出口质量 随迭代的增加不再变化时 ,认为计算已经收 敛 ,停止迭代. 4 模拟结果分析 411 纵 、横剖面气体体积分数分布 对于横流环境且有管壁约束的气液射流 ,从断面的气体体积分数云图可以分为三种 () 不同形式的流动状态 ,即分别为流速比 射流与环境横流流速之比 R ?1 的贴壁射流 , 1 < R ?4的类自由射流以及 R > 4 的冲击射流 . 约束横流环境中的紊动射流 ,对于小流速比的类似于自由射流 ,即射流不能撞击下部管壁形成冲击射流时 ,同样可分为三段 ,包括 起始段 ,弯曲段和顺流段. 如图 3中 R = 1、3 所示 ,在起始段射流弯曲不大 ,对比 R = 1 与 R = 3 可以看到 ,横流 的作用表现为使射流核长度变短 ;射流经起始段后逐渐变为近乎平行于横流 ,这一段称为 弯曲段 ;在弯曲段后面 ,流动方向与横流方向一致 ,绕流作用逐渐消失 ,称为顺流段 ; 当流 速比较大 ,如 R = 10、15 时 ,明显看到起始段较长 ,横流作用较弱 ,在射流主体微弯后 ,就 [ 30 ] 撞击到管壁 ,撞击点上游形成壁面涡 ——— sca rf涡 ,然后随横流绕过射流主体向下游发 展 . 但是在射流撞击点下游 ,纵剖面底部气体体积分数分布较少 ,甚至消失 ,相反在顶部出 现了大范围的体积分数分布. 归因于冲击射流的反向涡旋对在离开对称平面时受弧形管 壁束缚 ,在管道底部分离 ,并诱导其沿壁面攀爬 ,而汇合于管道顶部 ,然后再次向底部延伸 发展的结果 . 这种因壁面约束形成的特有流动规律 ,在已公开的文献中不多见. ( )对于贴壁射流 ,如当 R = 1时 , 如图 3 所示 , 纵剖面 Z = 0 表明 ,横流对射流的阻挡作 用较大 ,射流核不能深入到横流内部 ,所以射流主体在出口后的一段距离内 ,只能沿壁面 向下游发展 ,但是射流核心仍有向主管路中心靠近的趋势 ,在断面 X = 810D 处 ,气体体积 分数云图脱离壁面随横流自由发展 , 然而射流主体在横流环境中的扩散范围几乎变化 不大. ( )图 3 纵剖面 z = 0 不同 R 体积分数云图 F ig. 3 Con tou r c loud m ap of ga s vo lum e frac tion a t z = 0 fo r d istinc t R () 垂直于 X 轴的横断面 如 110 —9010D R = 1 的气体体积分数分布 ,如图 4 所示 . ( )图 4 R = 1垂直 X 轴的各断面体积分数云图 R = 1 ( )F ig. 4 Con tou r c loud m ap in X 2Sec tion R = 1 气体体积分数分布也能说明 ,在喷口下游一段距离内体积分数贴壁发展 ,然后与壁面 分离 ,同时注意到 ,体积分数分布没有出现反向涡旋对 ,与其他学者研究较小射流流速时 的结果 相 符. 其 原 因 为 射 流 动 量 小 , 射 流 不 能 穿 透 横 流 深 入 到 横 流 内 部 , 只 能 贴 壁 发 [ 15 ] 展 ,在射流主体周围不能形成剪切涡层 ,横流也没有机会对射流主体进行绕流剪切 ,故 不能形成反向涡旋对 ;另外 ,在没有形成反向涡旋对的基础上 ,加上主管路管壁的束缚作用 ,使横流的单一流向性较强 ,导致射流主体的体积分数分布区随横流流动过程中并没有 明显的扩大 ,所以贴壁射流的混合程度很差 . 对于类自由横流射流 ,如当 R = 3时 ,如图 5所示 , 图 5 R = 3垂直 X 轴的各断面体积分数云图 ( )F ig. 5 Con tou r c loud m ap in X 2sec tion R = 3 () 垂直于 X 轴各断面云图不同于小流速比 如 R = 1 ,气体体积分数云图出现分叉现 象 ,即射流主体的体积分数云图呈现为类肾形 ,在管内沿轴线平面两侧对称分布 . 类肾形 云图主要是由于射流与横流的相互剪切作用的结果 ,首先 ,气液射流插入横流的过程中 , 与横流剪切形成射流剪切层涡 ,射流剪切层涡卷吸环境横流 ,然后破碎形成反向涡旋对 ,同时在弧形管壁的作用下反向涡旋对得到加强 . 各断面气体体积分数云图能够淋漓尽致 [ 11 215 ] 的标识这一特征 ,同自由射流在横流中射流发展类似 ,但是由于 R 值较小 ,反向涡旋 对的作用较弱 ,卷吸环境横流的能力较差 ,导致断面上体积分数云图面积及其形状变化不大 . 在远离气液射流进口的下游 ,从 X = 10D 开始 ,类肾形体积分数云图随横流流动过程 中有向轴线平面两侧发展的趋势 ,然而 ,由于壁面的约束作用 ,横流流向单一性较强 ,阻止 反向涡旋对离开对称平面向两侧发展 , 因此 , 肾型涡旋对核心之间的距离变化 , 与文献 [ 17 ]模拟结果规律相一致 . 对于冲击射流 R = 6时 , 纵剖面图 3所示 , 射流在进入环境横流初期其流动类似横流 自由射流 , 与 R = 3对比可知 , 射流核较长 , 向下游偏转角度明显小于 R = 3 时的偏转角 度 ,射流的弯曲段一直延伸到圆管底部 ,并由于底壁的约束作用 ,射流主体向下游产生强 烈偏转 ,上游还没有看到 sca rf涡 ,流动转化为壁面冲击射流的流动形态 . 垂直于 X 轴的各 个横断面 ,如图 6所示. 与 R = 3比较可以看到 ,断面 X = 110D 到 X = 5D 之间 ,气体体积分数云图变化趋势 图 6 R = 6垂直 X 轴的各断面体积分数云图 ( )F ig. 6 Con tou r c loud m ap in X 2sec tion R = 6 基本一致 ,只是 R = 6时 ,穿透力和卷吸能力强 ,因此断面 X = 110D 处气体体积分数云图 的缺口椭圆长轴更长 ,短轴方向也增长 ,射流主体头部更接近圆管底壁 ;在 X = 510D 断面 处 ,体积分数等值线云图明显形成两个体积分数核心分布区 , 并呈肾型 ; 而在断面 X = 510D 以后 ,所形成的两个肾型云图随着横流向管壁底部发展的同时 ,不断的卷吸周围的 环境流体 ,肾型云图的长轴变短 ,短轴变长 ,逐渐变为两个椭圆形 ,有向圆形发展的趋势 ; 在 X = 1010D 的断面处 ,射流开始撞击到管壁 ,反向涡旋对劈裂形成两个独立的体积分数 云图 ,并开始沿管壁向上攀爬 ,在反对称涡旋对的作用以及管壁的约束下 ,两个体积分数 ( )云图的尾部沿管壁从底部向上旋移 ,当上升到一定程度后 ,体积分数云图由 X = 2010D ( ) 向上部运动的趋势变为 X = 7010D 向下运动的趋势 ,加上射流与横流的掺混作用 ,云图的形状也由原来的类圆形再次变为椭圆形 ,从 X = 2010 —9010D 五个断面可以清楚的看 到体积分数云图在管内的分布变化过程. 而对于冲击射流 R = 10 时 ,可从纵剖面图 3 看到 ,射流冲击管壁的交汇点越靠近上游 . 在冲击区内 ,横流的限制及其壁射流的相互作用 ,在冲击点上游靠近壁面处出现大尺 度的涡旋结构 ,即壁面涡 —sca rf涡 ,在 R = 15的纵剖面上表现的更加明显. 断面 X = 110D 处 ,与 R = 6 对应位臵相比 ,体积分数云图形状类似 ,只是较大射流造成体积分数云图更 接近管道中心 . 从射流与壁面交汇处 X = 115D 开始 ,体积分数云图如同 R = 6 一样 ,在射 流惯性的作用下 ,迅速向管壁底部冲击 ,随着横流附着管壁向下游运移 ,同时 ,由于管壁弯 曲及其反向涡流对的作用 ,体积分数核心沿管壁向上攀爬 ,断面 X = 4010D 处 ,攀爬的两 体积分数核心相遇 ,体积分数前端受阻变形 ,尾部逐渐靠拢并融合在一起. 体积分数云图前端再次向管子底部延伸 ,并在反向涡流对的作用下再次分叉 ,然后向上翻卷形成“锚 ” ()型体积分数云图 ,由断面 X = 2010 —9100D 如图 7 清楚的体现了这一变化过程. 流速比 R = 15时 , 由图 2 可知 , 除了冲击交汇点比 R = 10 更靠近上游外 , 明显看到上 游壁面涡形成 . 在垂直 X 轴各断面上 , 出现类似的气体体积分数云图比 R = 10 更早 ,但演 化过程相似 ,故没有图示. 图 7 R = 10垂直 X 轴的各断面体积分数云图 ( )F ig. 7 Con tou r c loud m ap in X 2sec tion R = 10 412 出口断面气体体积分数直方图 从 X = 9010D 到出口断面 ,气体体积分数云图形状变化不大 ,故分析其断面的直方图 分布 ,以便更清楚地了解混合程度 ,如图 8所示 . 当流速比 R = 1时 , 气体体积分数的核心 图 8 不同流速比出口断面体积分数直方图 F ig. 8 H istogram w ith va riou s ve loc ity ra tio a t ou tle t 值在流经 1m 的距离后由 012降低到 01072以下 ,但是气体体积分数分布于 [ 0 , 0. 004 ]之 间占据 了 总 出 口 面 积 的 81 % , 而 分 布 于 [ 0. 004 , 0. 072 ]之 间 仅 占 19 % , 射 流 核 心 区 为 [ 0. 068 , 0. 072 ] ,说明大部分断面空间几乎没有与射流混合 ,造成混合程度极差 . 当 R = 3时 ,因反 向 涡 旋 对 的 形 成 , 卷 吸 周 围 的 环 境 流 体 , 射 流 主 体 核 心 分 布 区 间 降 低 到 [ 0. 036 , 0. 04 ] ,约占 1 % ,但是体积分数低区 [ 0 , 0. 004 ]仍占相当大的比重 ,约占 73 % ,说 明反向涡旋对的卷吸作用 ,虽然大大降低了射流核心的体积分数值 ,但影响范围很小 . 当 R = 6体积分数核心分布区间为 [ 0. 052 , 0. 056 ] ,约占 013 % ,而 R = 10 时 ,核心分布区间 为 [ 0. 056 , 0. 06 ] ,约占 1 %. 当 R = 15时 ,最小的分布区间增大到 [ 0. 008 , 0. 012 ] ,占出口 面 积 的 515 % , 区 间 [ 0. 012 , 0. 016 ] 占 27 % , 区 间 [ 0. 016 , 0. 048 ] 占 6619 % , 核 心 区 [ 0. 048 , 0. 052 ]仅占 016 % ,说明随射流冲击作用的增强 ,使混合程度大大提高 ,在一定程 度上满足短距离混合的目的. 5 结论 ε采用 Eu le rian2Eu le rian双流体模型结合 R ea l k 2湍流模型对三维垂直相交管路进行 数值模拟 . 结果显示 ,沿横流横断面上 ,气体体积分数存在反向涡旋对 ,沿横流纵剖面上 , 可以明显看到紊动射流的起始段 、弯曲段和顺流段 ,其反向涡旋对的发展类似于自由射 流 ,但受壁面的约束 ,对于 R 值较小时 , 轴向流动强于径向流动 , 导致径向扩散较慢 ; 对于 速度比 R ?4的情况 ,反向涡旋对从底部分离 ,然后沿壁面攀爬 ,随着 R 的增大 ,反向涡旋 对又会在顶部相遇 ,再次像一股射流一样自上而下冲击 ,同时涡旋卷吸周围环境横流 ,形 成独有的“锚 ”型体积分数分布 ,促进气液相互掺混 ,达到最有效混合接触目的 . 虽然冲击 射流达到均匀混合所用的距离及时间均比类自由射流少 ,但是所需要的能耗要高 ,从出口 断面直方图的分析可知 ,当 R = 15时 ,在一定程度上满足短距离快速混合的要求 . 参 考 文 献 [ 1 ] Pa rson s M G, H a rk in s R W. 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Facu lty of E lec tric Powe r Enginee ring, Kunm ing U n iversity of Sc ience )& Techno logy, Kunm ing 650051 , Ch ina; 4. 25 th M idd le Schoo l of A n shan C ity, A n shan 114014 , Ch ina A b stra c t B io logica l inva sion cau sed by sh ip ’s ba lla st wa te r ha s becom e the focu s of in te rna tiona l m a rine environm en t p ro tec tion, reac tive free rad ica ls ha s been re sea rched in o rde r to so lve the issue by k illing the inva sive m ic robe s in the ba lla st wa te r d ischa rging2p ip e. W hen liqu id is ve rtica lly je tted in to c ro ss flow , coun te r2ro ta ting vo rtex p a irs w ith strong en tra inm en t w ill be gene ra ted, lead ing to good m ixtu re effec t, m eanwh ile ga s2liqu id m ixtu re ca rrying reac tive free rad ica ls cou ld b lend rap id ly in to ba lla st wa te r in the p ip e line and comp le te ly k ill inva sive m ic robe s. In the p ap e r, the mode l of Eu le rian2Eu le rian two equa tion s is emp loyed to sim u la te the evo lving and m ixing p roce ss of ga s vo lum e frac tion in tee p ip e. The re su lts show tha t the re a re coun te r2ro ta ting vo rtex p a irs in the ve rtica l x2sec tion s and sta rt p ha se, ben t2ove r p ha se and p a ra lle l c ro ss flow p ha se of ga s vo lum e frac tion in the ve rtica l z2sec tion, the deve lopm en t of vo lum e frac tion d istribu tion is sim ila r to sca la r fie ld of single2p ha se free je t. U n ique cha rac te ristic s a re p re sen ted by va riou s ve loc ity ra tio becau se of the confin ing wa ll. A t sam e tim e, the imp inging je t is a good op tion fo r rap id m ixing in lim ited tim e and sho rt p ip e. Keyword s: confined c ro ssflow; ga s2liqu id tu rbu len t je t; eu le rian2eu le rian two equa tion mode l; ga s2liqu id vo lum e frac tion; ba lla st wa te r trea tm en t