王冬旭，胡其會，李玉星，李爽，王權(quán)

（1 中國石油大學(xué)（華東），山東省油氣儲運安全省級重點實驗室，山東青島266580；2 中國市政工程中南設(shè)計研究總院有限公司，湖北武漢430060）

段塞流是油氣混輸管線中的常見流型，當(dāng)管線處于啟動、停輸、清管、輸量變化甚至正常生產(chǎn)時，都有可能產(chǎn)生[1]。其流動的間歇性將引起管道中持液率和壓力的急劇波動，并使得下游管道及設(shè)備承受間歇性應(yīng)力沖擊[2-4]。同時，管道末端產(chǎn)生的大段塞會引起下游處理設(shè)備中液位劇烈波動。為保證管線和下游處理設(shè)備的安全生產(chǎn)，必須掌握段塞流的特征規(guī)律。為此，自20 世紀(jì)40 年代起，國內(nèi)外學(xué)者對段塞流開展了相關(guān)研究[5-7]。

Dukler 等[8]最早建立了氣泡和段塞在時間和空間內(nèi)呈均勻分布的段塞流穩(wěn)態(tài)模型。此模型可以預(yù)測段塞流重要參數(shù)的平均值，如段塞長度、氣泡平移速度和壓降。Ishii[9]在20世紀(jì)70年代建立的歐拉雙流體模型廣泛應(yīng)用于核工業(yè)。Bendiksen 等[10]建立的OLGA模型在石油工業(yè)中被廣泛應(yīng)用，是最早以雙流體模型為基礎(chǔ)開發(fā)并使用的瞬態(tài)計算代碼之一。Zheng 等[11]通過研究簡單起伏管路內(nèi)的段塞流建立了一個SINK&SOURCE 模型。 Nydal 和Banerjee[12]，Taitel 和Barnea[13]也建立了段塞模型，以上模型都需要額外的段塞流參數(shù)，如段塞形成條件、段塞頻率、段塞長度等。

應(yīng)用于雙流體模型的線性穩(wěn)定性理論經(jīng)常被用來確定分層流的穩(wěn)定性。Taitel 和Dukler[14]將該理論應(yīng)用于不考慮剪切應(yīng)力的理想流體，得到非黏性Kelvin-Helmholtz（IKH）穩(wěn)定性準(zhǔn)則。該準(zhǔn)則可以預(yù)測伯努利效應(yīng)產(chǎn)生的吸力大于流體重力時氣液界面波的生長。Barnea 和Taitel[15]隨后通過對黏性流場的線性穩(wěn)定性分析，得出黏性Kelvin-Helmholtz（VKH）穩(wěn)定性準(zhǔn)則。Issa和Kempf[16]論證了當(dāng)氣液流速處于IKH 和VKH 準(zhǔn)則之間時，使用交錯網(wǎng)格的雙流體模型能夠捕獲分層流過渡到段塞流過程中氣液界面產(chǎn)生的擾動。氣液兩相流在初始條件下自由發(fā)展，減少了對物理現(xiàn)象模型（流型轉(zhuǎn)變、段塞形成等）的依賴。Issa 等[16]利用此模型模擬了V 型兩相流起伏管道內(nèi)的段塞頻率、段塞平均長度和持液率，得到與實驗數(shù)據(jù)一致的波動趨勢。

Renault[17]以Issa 的研究為基礎(chǔ)，基于IKH 和VKH準(zhǔn)則實現(xiàn)了分層流過渡到段塞流的模擬，捕捉段塞前后界面運動過程，取得了較好的預(yù)測效果。盡管Renault 模型基于IKH和VKH 準(zhǔn)則捕捉段塞前后液面變化，然而其求解過程中將液相方程轉(zhuǎn)化為淺水方程，并在單元格之間采用黎曼（Riemann）精確解，使得求解速度較慢。因此，需對模型進(jìn)一步改進(jìn)，使其保持精度的同時提高計算效率。

許仁義等[18-20]將行波法與Riemann 精確解相結(jié)合，對稀疏波采用單波近似，實現(xiàn)了淺水方程的快速求解，實現(xiàn)了高分辨率、高計算精度的效果。因此本文嘗試將行波法引入Renault 模型，建立新的段塞捕捉模型及求解方法。同時為保證行波法適用于所有計算單元，對可能出現(xiàn)的干區(qū)采用薄液膜進(jìn)行簡化處理，在保證模型精度的條件下進(jìn)一步提高求解速度。

1 段塞捕捉模型建立

1.1 模型基本方程

Renault 建立的段塞捕捉模型假設(shè)條件為：①液相不可壓縮；②理想氣相；③相對于液相動量，氣相動量可以忽略；④求解液相動量方程時，氣相為局部不可壓縮。計算域內(nèi)網(wǎng)格被劃分成段塞網(wǎng)格和氣泡網(wǎng)格兩類。段塞網(wǎng)格存儲平均液相速度（Uslug）、氣泡網(wǎng)格存儲含液率（β）、平均液速（Ul）、氣體表觀流速（USg）、壓力（p）存儲在交錯網(wǎng)格上，計算網(wǎng)格如圖1 所示，模型方程如式(1)～式(5)。

1.2 閉合關(guān)系式

圖1 計算網(wǎng)格

液相和壁面、氣相和壁面以及氣液界面間的剪切應(yīng)力關(guān)系如式(6)～式(8)。液相與壁面的摩阻系數(shù)、氣相于壁面的摩阻系數(shù)如式(9)和式(10)，氣液相界面摩擦因子采用由Cohen 與Hanratty[21]提出的常數(shù)值如式(11)，氣泡平移速度采用Bendiksen[22]關(guān)系式，如式(12)。

紊流情況下，根據(jù)弗魯?shù)聰?shù)（Fr）計算參數(shù)C0、Ut0。

1.3 模型求解

Renault 模型求解過程中氣相和液相方程的求解是交替進(jìn)行的。氣相方程采用一階迎風(fēng)格式化簡為式(15)。

由于氣相方程符合三對角矩陣形式，因此采用追趕法即可求解每個網(wǎng)格中n+1 時刻的氣相狀態(tài)。

液相方程可化簡為淺水方程形式，如式(16)和式(17)。

液相求解過程較為復(fù)雜，采用戈杜諾夫（Godunov）方法[22]，在每個單元邊界求解淺水方程Riemann問題的精確解，進(jìn)而構(gòu)成整個流場的數(shù)值解[式(18)和式(19)]，求解過程如圖2（圖2中xj與xj+1左右兩側(cè)均為稀疏波）。

圖2 戈杜諾夫方法求解過程

1.4 模型簡化

由于Renault 模型中液相求解需要對網(wǎng)格邊界產(chǎn)生的稀疏波區(qū)域持液率（βLM、βRM）進(jìn)行核算，計算量較大。為此，本文提出采用行波法求解單元邊界Riemann問題，對稀疏波采用單波近似，同時用薄液膜代替干區(qū)，使行波法適用于干區(qū)計算，從而簡化求解過程，提高計算效率。

圖3 Riemann問題精確解結(jié)構(gòu)

圖4 行波法求解過程

對比圖2、圖4 求解過程發(fā)現(xiàn)，對稀疏波采用單波近似，并用行波法求解液相方程極大地簡化了求解過程。淺水方程求解過程會出現(xiàn)干區(qū)情況，為使行波法適用于所有計算單元，使用薄液膜代替干區(qū)，薄液膜的液量來自相鄰單元。為了解行波法處理干濕邊界問題時的性能，采用一種長100m、寬1m、初速度為0、水面不連續(xù)的一維渠道淺水方程作為研究對象。用0.1m 的液膜代替干區(qū)，初始條件如式(22)。

計算范圍x∈[0,100m]被分成100 個網(wǎng)格，空間步長dx=1m。潰壩初始時刻如圖5所示。初始時刻水面間斷處（x=50m）產(chǎn)生向左傳播的稀疏波和向右傳播的激波。圖6 為CFL=0.8、t=5s 時的計算結(jié)果。

從圖6可以看出，用薄液膜代替干區(qū)的簡化方法得到的數(shù)值解與精確解相一致，可以反映液相在干濕邊界的流動狀態(tài)。將Renault 模型單元邊界存在的干區(qū)均用薄液膜代替。此簡化處理使得行波法適用于所有網(wǎng)格計算，極大地提高了運算速度，簡化后的全新計算流程如圖7所示。

圖5 初始液面狀態(tài)

圖6 潰壩模擬

圖7 計算流程

實驗發(fā)現(xiàn)段塞運動過程中頭部呈豎直斷面、尾部呈曲面（圖8）。為使計算結(jié)果與實際段塞運動過程相一致，需對生成的段塞進(jìn)行特殊處理。段塞頭部速度Ufront根據(jù)液體質(zhì)量守恒核算，氣泡頭部速度UBendiksen由Bendiksen 關(guān)系式核算，計算過程如圖9。

圖8 段塞運動

圖9 段塞計算過程

2 模型驗證

2.1 實驗系統(tǒng)

本實驗的介質(zhì)采用空氣和水，實驗裝置示意圖如圖10 所示。實驗管道內(nèi)徑D=40mm，總長45m，其中水平測試段管長10m。測試管段采用透明有機玻璃材質(zhì)，以便觀察管內(nèi)氣液流型變化。管道混合器出口處布置有壓力傳感器P0，水平段內(nèi)布置有間距均為0.8m 的雙平行電導(dǎo)探針（CP1～CP3）與壓力傳感器（P1～P3）。采用Iotech6220 采集卡進(jìn)行持液率與壓力信號的采集，采樣頻率為50Hz，采樣時間為60s。實驗中的氣體表觀流速范圍為0～4m/s，液體表觀流速范圍為0～1.6m/s。

2.2 實驗數(shù)據(jù)驗證

為驗證模型的段塞捕捉能力，以實驗管道為基準(zhǔn)進(jìn)行模擬計算。管道剖面尺寸如圖11，模型計算域為[0,10]m，網(wǎng)格寬度Δx=0.02m，管徑D=40mm，時間步長Δt=0.01s，模擬時間10min。氣體表觀流速范圍為0～4m/s，液體表觀流速范圍為0～1.6m/s。入口采用質(zhì)量流量邊界條件，出口采用壓力邊界條件，計算結(jié)果如下。

圖10 實驗裝置示意圖

圖11 管道剖面示意圖

圖12 為氣體表觀流速0.9m/s、液體表觀流速0.45m/s、時間t=30s時的模擬結(jié)果。圖13為CP1處1min內(nèi)實驗與計算持液率對比。從圖中可以看出，隨著管道長度的增加，液面漸漸產(chǎn)生波動，流型由分層流轉(zhuǎn)變?yōu)椴ɡ肆鳎浑S著波動幅度的增大，流型進(jìn)一步發(fā)展成為段塞流；計算CP1 處1min 內(nèi)產(chǎn)生的段塞數(shù)略大于實測值，持液率變化與實測結(jié)果相一致，且段塞頭部呈豎直面，氣泡頭部呈曲面；本模型可以捕捉段塞流生成與發(fā)展過程，實現(xiàn)段塞流壓降精確計算。

圖12 t=30s持液率計算結(jié)果

圖14、圖15 分別為模擬實驗工況30min 內(nèi)的平均壓降、平均段塞長度值與實驗值對比。圖16為兩者計算值與實測值相對誤差概率密度分布。從圖中可以看出，壓降、段塞長度的相對誤差分別在25%、30%以內(nèi)，且主要分布在20%以內(nèi)，壓降計算準(zhǔn)確度要高于段塞長度。

圖16 30min內(nèi)壓降與段塞長度的相對誤差概率分布

為進(jìn)一步了解本文模型簡化方法對計算效率的影響，對比Renault 模型與本文簡化模型在50、100、200、300、400 網(wǎng)格數(shù)下的計算耗時。計算硬件條件CPU 為Intel i7-6700 3.4GHz、內(nèi)存為16GB，操作系統(tǒng)為64 位Windows 7，運算軟件為Matlab 2017，對比結(jié)果如圖17所示。

由圖17 可以看出，兩種模型的計算耗時與網(wǎng)格數(shù)均成正相關(guān)，隨著網(wǎng)格數(shù)的增加，計算量增大，耗時逐漸增加；當(dāng)網(wǎng)格數(shù)較低時，兩種模型計算耗時差距較小，隨著網(wǎng)格數(shù)的增加，本文采用薄液膜代替干區(qū)與行波法求解液相方程組的簡化方法優(yōu)勢逐漸明顯，運算時間相較于原模型平均減少28%。

圖17 不同網(wǎng)格數(shù)下的計算耗時

3 結(jié)論

（1）本文將行波法引入到Renault模型求解中，對稀疏波采用單波近似，用Riemann近似解代替單元格之間的精確解，并用薄液膜代替干區(qū)，使行波法適用于所有計算單元，在保證計算精度的同時極大地提高了求解速度。

（2）將室內(nèi)小型環(huán)道實驗數(shù)據(jù)與本模型計算結(jié)果對比，本模型可以模擬氣液兩相流由分層流發(fā)展到段塞流的物理過程，段塞頭部呈豎直面、氣泡頭部呈曲面，符合實驗觀察結(jié)果，持液率計算結(jié)果與實驗結(jié)果相一致，壓降、段塞長度計算相對誤差分別在25%、30%以內(nèi)，且主要分布在20%以內(nèi)。

（3）對比本模型與Renault 模型在不同網(wǎng)格數(shù)下的計算效率，本模型運算時間相比于Renault 模型平均減少28%，表明本文所提出的簡化方法極大地提高了計算效率，該瞬態(tài)段塞流捕捉模型可用于油氣管道段塞流的快速準(zhǔn)確預(yù)測。

符號說明

A——管路橫截面積，m2

Ag，Al——氣相、液相所占的流通面積，m2

D——管內(nèi)徑，m

Fr——Froude數(shù)

fg，fl，fi——氣壁、液壁和氣液相間摩阻系數(shù)

g——重力加速度，m/s2

J——網(wǎng)格單元

LS——段塞長度，m

n——表示時刻

p——管內(nèi)的壓力，Pa

Rel，Reg——液相雷諾數(shù)、氣相雷諾數(shù)

Sg，Sl，Si——氣壁、液壁與氣液相間濕周，m

Δt——時間步長，s

Ug，Ul——氣相真實速度、液相真實速度，m/s

，——氣相表觀速度和液相表觀速度，m/s

Δx——空間步長，m

α——截面含氣率

β——截面含液率

θ——管道傾斜角度，(°)

?——液面夾角，(°)

μl，μg——氣相和液相的動力黏度，Pa·s

ρl，ρg——氣相和液相密度，kg/m3

σ——表面張力，N/m

τg，τl，τi——氣壁、液壁和氣液相界面的剪切應(yīng)力，Pa

下角標(biāo)

g——氣相

i——氣液相間

l——液相

L——左側(cè)

M——中間

R——右側(cè)