井口采出的天然气通常需经过脱水处理以达到水露点要求。传统的脱水方法[1]包括低温法、溶剂吸收法、固体吸附法和化学反应法等。上述脱水方法存在设备庞大、投资费用高、污染环境等缺点[2-3]。因此，具有结构紧凑、节约成本和环境友好等优点的超音速分离技术应运而生。目前，对超音速分离技术的研究主要集中在基础理论、结构优化、实验研究等方面[4-8]。鲍玲玲等[9]首次提出了再循环超音速分离管的工作原理和结构设计，并搭建了室内研究平台对其分离性能进行研究，但国内对其与传统超音速分离器内部流动特性的差异尚缺乏相关报道。因此，以某气田天然气为介质，在相同的结构尺寸下，对传统超音速分离器与再循环分离器内部流场进行对比模拟。同时，针对再循环腔不同进口位置对流场稳定性的影响进行了分析。
再循环超音速分离器[9]主要由整流段、Laval喷管段、旋流段、再循环分离腔、扩压段组成，如图 1所示。在超音速分离器中，气体先在整流段整流，然后在Laval喷管中进行绝热膨胀，由亚音速转变为超音速状态，其温度和压力均迅速降低，形成有利于凝结的低温、低压环境，此时，天然气中的水蒸气等可凝成分由不饱和状态达到过饱和状态，自发凝结成核，形成液滴，与未凝结的气体形成气液混合物。气液混合物经过旋流分离叶片时产生旋流场，已凝结的液滴在离心力的作用下被甩到分离器管壁上，通过气流的作用，使混合物中的气相和液相在分离段发生分离。从旋流段出口分离出来的液滴带有一部分气体，在再循环分离腔中由于重力作用发生气液分离，液体由液体出口排出，气体则进入分离器，将残存的液滴旋流分离出去。经旋流分离后的气体进入扩压段，气体压力逐渐升高，当到达扩压段出口时，气流压力恢复至入口压力的70%~ 80%[10]。
对天然气混合物而言，超音速分离器内部流场是带有相变和激波的多组分超音速气、液两相流动。对于如此复杂的流体，无法完全真实地考虑所有影响因素，因此，需要对其进行简化处理。假设天然气气流在喷管内的凝结流动过程为一维等熵的可压缩流动过程，其控制方程基本微分形式如式(1)~式(6)所示：
连续性方程：
其中
动量守恒方程：
式中，ρ为密度，kg/m3；θ为时间，s；u为速度矢量，m/s；fB为体积力，N；μ为流体动力黏度，N·m/s2。
能量守恒方程：
式中，H为热力学焓，J；T为热力学温度, K；p为压力，Pa；λ为导热系数，W/(m·K)；ST为流体的内热源及由于黏性作用流体机械能转换为热能的部分，有时简称黏性耗散项，J。
常用的湍流模型包括单方程(Spalart-Allmaras)模型、二方程模型及雷诺应力模型和大涡模拟模型。二方程模型中的RNG k-ε模型适用于高雷诺数湍流场的求解，尤其对强旋流场有着很好的改进效果，且其计算精度既可满足工程应用，计算速度又能被目前的计算机所承受，因此本文中选用RNG k-ε模型进行数值计算。
RNG k-ε模型如式(5)~式(6)所示[11]：
式中，k为湍动能, m2/s2；ε为湍流耗散率, m2/s3；μeff为扩散系数, m2/s；Gk表示由于平均速度梯度引起的湍动能产生；Gb是由于浮力影响引起的湍动能产生；YM是可压缩湍流脉动膨胀对总的耗散率的影响；C1ε、C2ε和C3ε为经验常数；αk和αε为与k和ε有关的常数。
超音速分离器内部流场十分复杂，因此，借助流场模拟软件模拟亚音速、音速和超音速流动的大范围内复杂流场结构的可压缩流动[12]。流动方程采用二阶迎风格式求解，湍流模型中湍流动能方程和湍流动能耗散率方程均采用一阶迎风格式求解。
使用一阶迎风格式进行方程离散，由于上游相邻节点比下游相邻节点对离散区域节点的影响更强烈，在确定界面的物理量时考虑了流动方向。对于一维问题，其离散方程如下：
式中
二阶迎风格式与一阶迎风格式的相同点在于：二者都通过上游单元节点的物理量来确定控制体积界面的物理量。但二阶迎风格式不仅要用到相邻节点的值，还要用到与相邻节点相邻的节点的值。同样以一维问题为例，离散方程为：
式中，下标P表示当前控制体积的节点；E、W分别表示东西侧相邻节点；EE、WW表示东西侧相间节点；a表示节点系数；Φ表示广义变量；D表示界面的扩散传导性；F表示通过界面上单位面积的对流质量通量。
以上公式通过考虑空间位置上的节点可推广到多维问题。一阶迎风格式计算效率高，精度稍差，而二阶迎风格式则恰好相反。
流场计算的本质是对离散后的控制方程组进行求解，求解方法可分为：耦合式解法(coupled method)和分离式解法(segregated method)[13]。
耦合式解法同时求解离散化的控制方程组，联立求解出各变量。分离式解法不直接求解联立方程组，而是顺序求解各变量控制方程。当计算中流体的密度、能量等参数存在相互依赖关系时，耦合式解法具有很大优势，而隐式算法主要应用于高速可压流动、有限速率反应模型等。超音速分离器内的流动是在精细网格上的高速可压缩流动，因此，选用耦合隐式算法。
本文所分析的再循环超音速分离器物理模型如图 1所示，主要由整流段、Laval喷管段、旋流段、再循环分离腔、扩压段组成。Laval喷管收缩段采用Witozinsky曲线，长度为90 mm；扩张段采用直线型面，扩张角设为0.3°。旋流分离段设计为直管，长度为100 mm。扩压段采用扩张角为4°的直线型面。再循环腔截面设计为长方形结构，根据进口位置的不同适当改变长度。
针对可压缩气体的超音速流动特性，以天然气为流动介质。设进口边界为压力入口，出口边界为压力出口，固体壁面采用无滑移、无渗流绝热边界[14]。
压力入口边界需指定的参数为总压、总温和湍流参数。总压和总温根据入口条件分别设为0.84 MPa和288 K。由于湍流模型选用的是RNG k-ε模型，湍流参数指定湍流强度为0.05，其黏性比为1。
压力出口边界需要指定的参数为静压、回流总温和湍流参数。在压力出口边界，设定静压为0.67 MPa，用于出口亚音速情况。忽略壁面散热和其他形式的能量损失，回流总温与入口总温相等，湍流强度和黏性比分别设为0.025和5。
在入口压力为0.84 MPa、温度为288 K、流量为40 000 m3/d的操作工况下，以某气田天然气为流动介质(其原料气组成如表 1所列)，基于相同的结构参数，分别设计了常规超音速分离器和再循环超音速分离器，并对其进行稳态数值模拟。
常规超音速分离器和再循环分离器中心轴线上的静压、静温、速度和马赫数分布对比如图 3(a)~(d)所示。图中横座标x表示分离器的轴向距离，以Laval喷管起点为坐标原点。
气流在再循环分离器中的流动情况与常规分离器基本相同，在Laval喷管出口处马赫数达到1.3左右，温度为229 K，压力0.263 MPa。与常规分离器相比，分离性能稍有提高。在扩压段进口(0.32 m左右)产生激波，温度、压力和马赫数发生突变。由于激波产生在扩压段进口，使进入扩压段的干气处于亚音速，因而在扩压段内部实现压力、温度的回升，马赫数下降，使各个参数达到分离器设计的预期目的。
众所周知，激波产生的位置对分离器分离性能影响很大。若激波靠近喉部，可能会将超音速分离区中的超音速流均变为亚音速，影响分离性能，增加能量损失。如图 3所示，常规分离器激波产生位置在喷管出口，旋流分离器内马赫数的分布为0.78~0.7，流场为亚音速，温度发生突变(从230 K到249 K)。温度快速上升的后果是低温下刚凝结成核的小液滴会再次气化，从而影响液滴的成核和分离，降低分离性能。相反，再循环分离器激波产生位置在扩压段进口位置，旋流分离段内马赫数分布为1.27~1.2，流场始终是超音速，温度分布在229~235 K，有利于气体中水和重组分的冷凝分离。
再循环腔进口位置对流场的影响如图 4所示，图中a、b、c分别为再循环腔进口位置距离Laval喷管出口位置30 mm、15 mm、0 mm时超音速分离器内部速度云图分布。从图中可以看出，a、b、c在喷管出口处的速度基本相同，但在进入旋流分离段后，a中的流场出现剧烈波动，稳定性最差，b稍好，c中的流场稳定性最好。这主要是由于从再循环分离腔分离出来进入旋流段的气体速度较低，而气流主体速度较高，两者混合需要时间，因此距离越长混合越充分，流场越稳定。
流场稳定性对分离器的分离效率有很大影响。通过图 4可以看出，随着流场稳定性的增加，Laval喷管内的流场参数分布基本不受影响，分离器内气流经绝热膨胀后在喷管出口位置时已出现气液混合物。因此，旋流分离段是决定分离器分离效率的关键。旋流分离段内超音速流场出现振荡，温度发生波动，使有利于凝结分离的流场出现波动，部分已凝结的小液滴将会再次气化，导致凝结分离出来的水和重烃流量减少，降低分离效率。
(1) 以某气田天然气为原料气，分别对基于相同结构尺寸的传统超音速分离器和再循环超音速分离器进行了数值模拟，得到两种分离器内部温度、压力、速度和马赫数的变化情况。结果表明：在相同的压降下，再循环超音速分离器内部流场分布较常规超音速分离器好。
(2) 对分离器内激波产生位置的研究表明，在相同的结构参数下，再循环超音速分离器能使激波产生的位置远离喉部，使旋流分离段维持在超音速流场，有利于液滴的凝结和分离。
(3) 通过分析再循环腔不同进口位置对分离器内部流场分布的影响得出，进口位置在Laval喷管出口时流场稳定性较好，有利于提高分离效率。
2014, Vol. 43 Issue (2): 117-121
2014, Vol. 43 Issue (2): 117-121