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1、有关多相流的国际杂志气泡在垂直气液流动中的分类：第 2 部分-模型评估摘要随着两组平均气泡数密度方程三流体模型已应用于垂直气液两相流中的气泡的分类。目前的研究重点考虑三流体模型运输质量和动量守恒方程、两组平均气泡数密度方程的公式化、球形气泡和帽形气泡之间气泡内部作用的分类、考虑到在响和石井的建议下的平均气泡数密度方程中源和汇的范围和通过在泡沫帽流动转换的实验数据的方法评估。测量和预测的本地和轴向分布的含气率，界面面积浓度均和体积相当于气泡直径之间已经实现了合理的协议。这个初步评估证明在拍摄界面气泡运输封顶转捩中有能力达到最新的做法。关键字 气液两相流、三流体模型、两组平均气泡数密度方程、集团内
2、部机制、组间机制1、介绍基于穿插媒体的方法，质量，动量和能量间相交流可以建模为界面传输方面，作用于每一相。两套守恒方程（质量，动量和能量的气相和液相的一个守恒方程）在相位平均性能方面可能被记录。在这个意义上，在两相之间的相互作用在间相质量，动量和能量交换的本构关系方面被充分描述。一般来说，这些界面传输方面包括界面面积浓度或气泡索太尔平均直径。为了妥善的处理两套守恒方程，本地 IAC 或气泡大小需要通过在两相之间的物理相互作用，不同的流型之间的逐渐过渡的适当的机理模型来确定。对两相的几何结构时间和空间的演化的描述已经引起了很多关注，而且它是通过涡旋湍流中气泡间和气泡和湍流之间的相互作用，由该结构
3、的聚结和破碎的影响所造成的。在泡状流条件下的主要现象学机制已经确定： （1 ）通过湍流涡旋驱动的随机碰撞引起的合并作用；（2）由于前后气泡之间的运动引起的合并作用；（3）由于湍流涡旋引起的破碎作用。Wu et al. (1998), Hibiki and Ishii (2002) and Yao and Morel (2004)等人提出的交界面传输的机理模型（IAT）和Prince and Blanch (1990), Chesters (1991), Luo and Svendsen (1996), Martinez-Bazan et al. (1999a,b), Lehr et al. (
4、2002)和Loand Zhang (2009)等人提出的多尺寸气泡的机理模型已经建立。分散的气泡在泡状流条件下的传输现象可以视为一个类似于球形气泡的拖拽和相互作用的情况。正如前面提到的，大多数的聚结和破裂机制主要基于假设球形气泡间的相互作用。然而，在气体流速很大的情况下，在弹射流中成为前驱弹射单元的帽状气泡变得很常见。随着体积分数, 在这些混合区域积累大量不稳定的天然气量会产生搅动紊流。Hibiki 和 Ishii (2000a)进行的实验已经表明，在液体流动中那些可能被列为帽塞翻腾动荡的非球形气泡的相互作用行为与球形气泡相比通常是不同的。因此，我们需要考虑气泡的相互作用需要额外的机理。针对
5、球形气泡的集团内部机理，由于随机碰撞和湍流的影响，已经实现了通常的聚结和破碎过程。然而，非球形气泡的内部机理有一个更加复杂的思考，气泡的聚结可能是由于随机碰撞和泡沫收到湍流的影响而破碎后的夹带作用，也可能是剪掉作用正如它的表面不稳定性。Fu and Ishii (2003a, b) 和 Sun et al. (2004)已经找到更多详细的关于机理的讨论。除了集团内部的相互作用，它也被 Hibiki and Ishii (2000b)通过实验证明，群体间的相互作用也可以对界面状态做出显着贡献，这主要管理球面和非球面气泡之间的质量运输。我们可以认为群体间的相互作用和群体内部的相互作用是相似的。在这
6、项工作中，包括将不同尺寸和形状的气泡分成不同组的分类的建模框架必须考虑额外的输运方程来描述这些不同群体的气泡运输现象(Ishii et al., 2002; Hibiki and Ishii, 2009)。本次研究的目的： 制定一个三流体模型，一组守恒方程为液相，而两组守恒方程为气相，一组代表组 1球形气泡，而另一组代表组 2 帽形气泡。 制定一个基于两个平均气泡数量密度传输方程的两组模型。 在这个初步评估，由Hibiki and Ishii (2000b)提出的模型采用描述群体内部和群体间的交互作用。 为了评估在第一部分分析的在一个大直径管中发生的各种流程中的垂直、向上的空气与水的两相流动的
7、数值预测与实验数据。2、三流动模型一般情况下，第 1 组和第 2 组的气泡的压力和温度可以假设为每个相应的组大致相同的。这个假设的基础上，我们采取气相的密度是相同的第 1 组和第 2 组的气泡。然而，我们认为两组的速度是不同的。因此，有必要引入额外的运输质量和动量守恒方程。气相质量守恒的平均方程如下(1)(1) +(11)=12(2)(2) +(22)=12其中 是密度， 是体积分数， v 是速度矢量， m12 表示由于聚结和破碎的影响的组间的传质。下标 1 和 2 参阅第 1 组和第 2 组的气泡，而上标 g 表示气相。第 1 组和第 2 组气泡的气相质量守恒的平均方程成为：(11) +(1
8、11)=(3) 1+1+1(+)(1+(1)121+1(22) +(222)=(4)2+2+2(+)(2+(2)+122+2其中 为动态粘度， P 为压力，ecg 是重力矢量。对于液相，若使用上标，气相质量守恒的平均方程可以写成；(5)() +()=0() +()=(6)+(+)(1+(1)+1+2根据关于不同力受到不同相间界面的影响的适当的考虑制定的出现在公式（6）中的总界面力 F1 (第 1 组)和 F2(组 2)。正如由 Anglart 和 Nylund(1996)和(2001)Lahey 所证，阻力、升力、壁面滑移力和湍流扩散力得出了来自不同组气泡的总的界面力。即：(7)1=1= 1,
9、+1,+ 1, + 1, (8)2=2= 2,+2,+ 2, + 2, 在方程（7） 、 （8 ）中，根据 Ishii and Zuber (1979)，由于阻力在气液两相间产生的内部相的动量传递可以表达为：(9) 1,=18,11|1|(1)(10) 2,=18,22|2|(2)在 aif1 和 aif2 是组 1、组 2 的气泡界面面积浓度。在目前的研究中垂直气液流被认为，非阻力包括浮力、壁面滑移力和湍流扩散力。角度滑移速度的浮力和液相速度的旋度可以描述为基于 Drew and Lahey (1979)的理论: (11)1,=1,1(1)()(12)2,=2,2(2)()由 Antal e
10、t al. (1991)提出的方向远离壁面而力的大小与远离壁面的距离成反比的壁面滑移力可以这样表达： 1, =1|1|(|1|)2,1 (1,1+2,1,1)(13) 2, =2|2|(|2|)2,2 (1,2+2,2,2)(14)D 是气泡的体积，由 Burns et al. (2004)提出的基于弗尔平均的一致性的湍流引起的分散应用于：(15) 1, =,118,11|1| ,1(11)(16) 2, =,218,22|2| ,2(12)对于第一组气泡，根据Ishii and Zuber (1979)，在方程（6）中的阻力系数C与单个气泡在不同雷诺数的区域相关。然而，对于第二组气泡，方程（
11、10）中的阻力系数C可以近似认为是8/3(Ishii and Chawla, 1979; Tomiyama et al., 1998)。根据 Tomiyama (1998)，浮力系数与由根据气泡大小和气泡变形和不对称性的影响的正负浮力系数的Etvos号码的函数表示的关系相关，方程（11）、（12）中的浮力系数可以表示为：(,= min0.288tanh(0.121,1),(,1) 110 17) 其中，i=1,2，修改的 Etvos 数 Eod 定义为 Eod=gD H2/，其中的气泡的最大水平尺寸 DH可以通过 Wellek et al. (1966)的经验关系式进行评估：D H=Db(1+
12、0.163Eo0.787)1/3。方程(13)(14)的壁面润滑常数可以使用 Krepper 等人(2005)的建议值：C w1,1=Cw1,2=-0.0064 和Cw2,1=Cw2,2=0.0016。方程(15)(16)中的系数 CTD,1 和 CTD,2 通常设为一个统一的值，湍流气泡 Schmidt 数 Scb,1 和 Scb,2 定为 0.9。在处理由湍流引起的气泡，不像单相流动问题，没有标准的湍流模型是专门为气液两相设计的。根据我们以前宝贵的研究(Cheung et al., 2007a,b)，由 Menter(1994)开发的剪切应力运输模型，适用于靠近壁面的两个方程 K- 模型和在层流中的两个方程 K- 模型。考虑到气泡在液相湍流中的影响，我们采用 Sato 的气泡夹杂湍流粘性模型 (Sato et al., 1981)。液相的湍
