摘要：环境水力学是由环境科学与水力学互相渗透，互相融合而发展起来的一门新兴学科。近二十年来，随着社会的需要，环境水力学科发展的很快。本文首先介绍了环境水力学研究的现状、发展趋势和面临的问题，然后就环境水力学中的涡旋现象，根据水力旋流理论及絮凝动力学的微涡旋理论，对混凝机理的进行了初步的研究，同时对涡旋在混凝过程中的应用做了一个全面的综述，以期对高效混凝过程有一个更清晰的认识。
关键词：涡旋理论 混凝 紊流模型
1 绪论
环境水力学，是形成和建立不久的一门新的学科分支。它研究的对象既有水力学的问题，也包括环境问题。水力学作为水利科学的一个分支，已有悠久的历史；而环境科学是近二三十年才发展起来的一门新兴科学，环境水力学正是在古老的水力学崭新的环境科学的结合点上生长起来的一门交叉学科。正是由于这样的交叉，使得环境水力学的理论中既继承了许多传统的内容，也不断地在发展着自己持有的理论基础，涉及到的内容有水力学或流体力学的基本理论，及环境科学的一般理论；还有属于本学科自身发展起来、不断充实的一些理论，如污染物在天然水体中的稀释扩散规律、天然净化机理，各种水体(海洋、河流、湖泊)中，各种排放条件下污染物的迁移、运动规律，同时也研究环境工程中的水力学问题，如中水力学特性对沉淀效率的影响、过滤装置中水流的特性及对处理效率的影响等等[1，2]。下面，将分别介绍环境水力学在环境方面的研究、应用情况。
1.1 环境水力学研究的现状[3]
20世纪70年代以来，随着水环境问题研究的深入和相关学科及应用技术的发展，环境水力学无论在深度和广度上都取得了很大的进展。
远区紊动扩散与离散的研究从对规则边界中的恒定流动向复杂流动和非恒定流动发展，如天然河流、山区河流、分汉河段[4]、交汇河段[5]、潮汐河段[6]、尾流[7]、分层流[8]等。
与污染近区有关的射流理论由规则边界中静止环境内的平面与单孔射流向复杂流动中的复杂射流发展，如横流、分层流、浅水域射流，潮汐流中的多孔射流、表面射流、旋动射流等。
使时均流场与物质浓度场控制方程封闭的紊流模型由简单模型向精细模型发展，如K-
双方程紊流模型，基于重整化群RNG的K—
双方程紊流模型，雷诺应力传输方程模型及大涡模拟等。
水流-水质计算模型由零维、一维稳态模型向二维、三维动态模型发展；被模拟的状态变量不断增多，由开始的几个增加到二三十个，模拟的变量由非生命物质如“三氧”(溶解氧、生物化学需氧及化学需氧)、“三氮”(氨氮、亚硝酸盐氮和硝酸盐氮)等等向细菌、藻类、浮游动物、底栖动物等水生生物发展；应用范围由河流、水库、湖泊等单一水体向流域性综合水域发展；
计算的时空网格数几何增长，地理信息系统开始在水质模型中应用。数字图像处理技术在环境水力学试验中的研究与应用，有力地推动着环境水力学的发展[2]。
1.2 环境水力学研究的趋势[3]
1.2.1 研究对象由无生命组分进入有生命组分，并向生态水力学发展
20世纪60年代以前，环境水力学仅限于研究水域中非生命物质的扩散、输移与转化规律，70年代以来，随着水体富营养化等生态问题的突出，其研究对象扩展到藻类、浮游动物、鱼类、底栖动物等水生生物。水流条件、边界条件、非生物组分与生物组分间的相互作用以及水生物组分间的食物链关系成为环境水力学研究的重要内容，污染动力学与生长动力学结合使环境水力学向着生态水力学发展。
1.2.2 结台“3S”，水流-水质模型的研究范围从单一局部水域向综合水域发展
随着计算机和空间技术的发展，RS与GPS技术已能够同时获取大量的不同分辨率多谱段的可见光、红外、微波辐射和测视雷达的数据，目前己与GIS结合进入一个能快速即时提供多种对地观测的具有整体性的动态资料，并对这些资料进行分析与处理的新时段。
1.3 环境水力学研究面临的问题[3]
1.3.1 “三水”转换的水质模拟
“三水”指天上水、地面水和地下水。在以往的水文学、水力学及地下水动力学中从水量与水流的角度对“三水”的转化关系曾进行过研究，但尚未从水质的角度进行过研究。其实无论是从水量还是从水质来说，“三水”之间都存在着转化关系，目前的水质模拟中“三水”基本上是独立的，彼此间的影响只作为一种边界条件来体现，没有作为一个相互影响的综合系统来考虑。为从源头治理水污染，需研究“三水”之间的水质转换关系，建立“三水”转换的水量—水质模型，为气、水、土和生态系统的统一管理提供技术支持。
1.3.2 挟沙水流的水质与生态模拟
到目前为止，国内外的水质与生态模拟基本上是针对清水水域的．这主要体现在模拟需用的物质浓度是采用清水观测方法监测的。国内外普遍规定对挟沙的浑水需将水样过滤或澄清，用清水中的物质浓度作为观测浓度，该浓度值未计入泥沙中所含的物质量。在水质模拟中泥沙对水质的影响也只反映在水域底部处于不冲不淤前提下泥沙对物质的吸附或释放。天然实测资料表明，浑水样和澄清水样的物质浓度差别很大。
2 涡旋的理论基础
图 1-1涡旋现象
涡旋亦称有旋流，是做旋转运动的一种流体运动。流体本身不仅发生转动，而且其中任一股小单元均绕着瞬时轴线，以某一角速度做旋转运动。在自然界中，龙卷风、旋风、水流过桥墩时的旋涡等，都是旋涡运动。如左图1-1显示的是水流形成的涡旋。
2.1 涡线、涡管、涡束和旋涡强度[9]
涡线是在某瞬时涡量场小所作的一条空间曲线，在该瞬间，位于涡线上的所有流体质点的旋转角速度向量。均与该线相切。因此，涡线是给定瞬时曲线上所有流体质点的转动轴线。见图2-1
涡线的形状及在空间的位置都随时间而不断变化。但在恒定流动中，涡线的形状保持不变。一般情况下。涡线与流线不重合，而与流经相交。与流线方程类同，可以得到涡线的微分方程：
（1）
显然，由于涡线的瞬时性，t应该是涡线方程的一个参变量。给定瞬时，在涡量场中，过任意封闭围线(不是涡线)上各点，作涡线所形成的状表面，称为涡管。若涡管中充满着旋转运动的流体质点．就称为涡束。
旋转角速度
沿涡束长度改变，但在微小涡束的每一个截面上，流体质点以同一角速度旋转，旋涡在流场中对周围流体的影响，以及沿涡束的变化，决定于旋转角速度向量的和涡所包含授体的多少(用截面积A来表示)。如果面积A是涡束的某一横截面积，A就称为涡束旋涡强度，它也是旋转角速度矢量ω的通星，称之为旋涡通量。旋涡强度不仅取决于ωn而且取决于A。
流体质点的旋转角速度向量无法直接测量，所以旋涡强度不能直接计算。但是，旋涡强度与它周围的速度密切相关，旋涡强度愈大，即或者角速度放大，或者涡束的截面积大，对周围角度的影响也就愈大。因此，这里引入与旋涡周围速度场有关的速度环量的概念，建立速度环量与旋涡强度之间的计算关系。这样，通过计算涡束周围的速度场，就可以得到旋涡强度。应用斯托克斯定理，通过计算速度环量，可以决定封闭围线所包围的面积中全部旋涡的强度。
2.2 涡旋的基本定理[10]
2.2.1 斯托克斯定理
关于速度环量与旋涡强度的斯托克斯定理：沿任意封闭周线上的速度环量，等于穿过该周线所包围面积的旋涡强度的两倍，即
（2）
显然，如果周线上所有各点的速度与周级垂直，那么，沿该周线的速度环量等于零。这一定理将旋涡强度与速度量联系起来，结出了通过速度环量计算旋涡强度的方法。
2.2.2 汤姆逊定理
汤姆逊(Tbomson)定理：在有势质量力的作用下，在理想的正压性流体中，沿任何封闭流体围线的速度环量不随时间变化，即
（3）
由汤姆逊定理可以得出，如果理想流体从静止状态开始流动，流动中始终沿相同流体质点组成的封闭围线线，它的速度环量等于零。根据斯托克斯定理，旋涡强度由速度环量度量。因此，在有势质量力的作用下，理想不可压缩液体，若初始没有旋涡，旋涡不可能在流动过程个自己产生；或者相反，若初始有旋涡，流动中也不会自行消失。如果从静止开始的流动，由于某种原因产生了旋涡，则在该瞬间必然会产生一个环量大小相等方向相反的旋涡，保持环量为零。实际上，只有存在着粘性的真实流体，旋涡才会产生和消失。因而，不能应用汤姆逊定理。但当粘性影响较小，且时间比较短的情况下，真实流体也可以应用畅姆逊定理。
2.2.3涡管特性的亥姆霍兹三定理
亥姆霍兹(Helmho1ts)第一定理：在同一瞬时沿涡管长度，旋涡强度保持不变。这一定理说明，流动空间中的涡管，既不能突然中断，也不能突然产生。同样，涡管也不能以尖端形式出现，因为当Aj
0时，必须有ωn∞，而这是不可能的，所以流体中的旋涡不能以尖端发生或告终。亥姆霍兹第一定理决定了在流动过程中涡管存在的形式，它只能自成封闭管圈，或者涡管的两端附在边界上。对于真实流体，由于粘性摩擦力消耗能量，涡管将在运动中逐渐消失。
亥姆霍兹第二定理：在有势质量力作用下的正压性理想流体中，涡管永远保持相同的流体质点组成而不被破坏。因为涡管表面上不可能有涡线通过，根据斯托克斯定理，沿封闭围线L的环量ГL＝0。又由汤姆逊定理，环量不随时间而变化，所以沿封闭围线入上环量保持为零。沿封闭围线L上环量保持为零。这说明在任何时候，都不可能有涡线穿过任何围线所包围的面积，所以，随时间变化，虽然涡管的形状会不断变化，但组成涡管的流体质点永远在涡管上，涡管能够保持不变而不被破坏。
亥姆霍兹第三定理：在有势质量力作用下的正压性理想流体中，涡管的旋涡强度不随时间变化。
亥姆霍兹第一定理说明同“瞬时沿涡管长度旋涡强度保持不变，它是斯托克斯定理的推论，说明同一瞬间空间上旋涡的变化情况，这是个运动学的问题，对理想或粘性流体部成立。第二、第三定理说明涡管的旋涡强度不随时间改变、它由斯托克斯定理和汤姆姆逊定理加以证明。对于真实流体，粘性摩擦消耗能量会使旋涡强度逐渐减弱，因此，第二、三定理只适用于理想的正压流体。
2.3 涡旋速度和压强的分布[10]
由流体微团形成的旋涡，可看作—个如同刚体那样转动的涡核。涡核(线)在静止流体中旋转时，由于流体的粘性作用，将带动周围的流体围绕涡核作圆周运动。显然，刚开始时。由于速度梯度大，存在比较大的粘性作用，以后逐渐减小，当周围运动稳定后，粘性作用就变得很小，这时流体粘性作用可以略去不计，看作为理想流体。
涡核在周围的流体中感生出速度，使在整个流域形成面生速度场(这种感生的流场是二元流动，流体只有由涡核感生的圆周运动)、所以流场内某点(r＞r0)的速度为
（4）
涡核内流体作有旋运功，不能应用拉格朗日。旋涡区内流线是以原点为圆心的同心园簇，可以沿流线应用伯努利方程，但这—方程不能解出不同流线间的压强分布，可采用欧拉运动微分方程求解。
在旋涡区内愈靠近中心，压强P急骤降低，因此在旋涡中心处产生一个很大的吸力，对旋涡区外的流体具有抽吸作用。
2.4 涡旋的拉伸[11]
湍流是有旋运动，湍流是由各种尺度的大小涡旋组合而成的。湍流场中流体微团变形和旋转的强烈相互作用是湍流的重要机理。随涡旋拉伸，涡线改变方向等过程的进行，流场愈变得复杂起来，需要以随机理论进行分析。根据随机游动理论，一个随机运动的质点，在平均意义上，离开起点的距离是增加的，这意味着，位于给定涡线端点的两质点，在有随机扰动的流场中，它们之间的长度尽管会缩短，但平均起来总是增加的；涡旋总是拉伸的，涡量是增加的。
涡旋发展的一个主要机理是涡旋的拉伸。下面分几点说明涡旋拉伸的性质及其产生的结果。
(1) 涡旋变形的影响以拉伸为主，拉伸导致涡量的强化。总的说来，元涡拉伸，断面缩小，涡量加强是主要的。
(2) 涡旋拉仲的发展说明紊动必然是三维的。对于紊流，尽管时均流动可以是二维的，紊动则必然是三维的，即瞬时量必然是三维的。
(3) 涡旋拉伸的发展导致小尺度涡旋的各向同性。元涡在一个方向例如X1方向的拉伸缩小了断面而强化了涡量，其结果增大了另外两个方向的流速分量，这样使得邻近的X1、X2两个方向的元涡也受到拉伸。伯勒特梭(Bradshaw，P．)提出紊动涡旋的“家谱”(图2-2)来描述紊动的发展过程。由图可见，一个方向涡旋的拉伸诱发另外两个方向涡旋的拉伸，如此“一代一代”传递下去，各方向的涡旅分布愈来愈趋于均匀。因此得出结论：在紊流中，小尺度涡旋没有特殊的方向性，即具有各向同性的待征。
2.5 涡旋级串的形成[11]
根据汤森等人的研究，存在于时均流动的各种尺度涡旋中，以方向和流场中的正应变主釉大体一致的涡旋为主，从时均流动吸取能量，然后逐级传递下去。由于涡旋拉伸，尺度逐级变小，转速则增大，粘性应力梯度也随之增大，粘性对涡量的扩散愈来愈重要。当粘性对涡量的扩散与拉伸对涡量的加强互相平衡时，涡旋尺度不再减小，而达到极限，最后能量通过小尺度的涡旋耗损转化为热能。这样形成一个涡旋的级串(vortex cascade)。
在涡旋尺度还没有小到足以使粘性发挥作用以前，能量逐级传递的过程可以认为相粘性无关。消耗能量的数量则决定于开始下传能量的数量。
2.6 涡旋的运动[11]
由于涡旋运动的复杂性及边界条件的多变性，目前对涡旋问题尚难提出理论的精确解。一般根据N-S方程组，再根据所研究问题的边界条件进行简化分析。
3 涡旋理论在混凝中的应用
水的混凝机理一直是水处理与化学工作者们关心的课题，迄今也还没有一个统一的认识。一般认为：混凝分为凝聚和絮凝两个过程。凝聚是瞬时的，它是反映化学药剂在水中扩散的过程。絮凝则与凝聚不同，它反映脱稳后的胶体颗粒互相碰撞后粘在一起形成大致是永久性聚集体的过程。凝聚的时间很短，要想把凝聚和絮凝完全分开是很难的，为了突出絮凝的特点又把大分子量的或者高分子聚合物称为絮凝剂。目前，对于涡旋在混凝中的应用，主要存在两种：涡旋剪切混凝和涡旋惯性离心混凝。
3.1 涡旋剪切混凝
紊流运动中的涡旋运动规律可用下式表达[12]
（5）
式中，ｋ为常数；ｍ为指数，一般ｍ=0.5-0.9；ｕ为计算点的切向速度；Ｒ为计算点到原点的距离，即涡旋半径。则半径R处的速度梯度，即塑变形为：
（6）
Heisenbery提出[13]，即便是湍流也可把它看成是平均流来研究它的特征。如海水流动时虽然速度、位置都随时间而变化，在很长的时间内观察时，可看成是湍流；但是在很短的时间内可将其看成是平均流。这与Ross提出的紊流流动可模型化为一些复杂层流运动的组合观点一致[14]。借助坎布(Camp)的混凝方程，由涡旋速度梯度引起的单位积水中单位时间内ｉ和ｊ颗粒碰撞次数Nij可表示为
（7）
式中，ni为ｉ颗粒浓度；nj为ｊ颗粒浓度：ri为ｉ颗粒半径；rj为ｊ颗粒半径；其余符号意义同前。
3.2 涡旋惯性离心混凝
在涡旋速度场中，混凝颗粒随水流一起做涡旋运动，则距旋转中心为R、颗粒半径为ｒ、密度ρs的球形颗粒，在旋转水流中所受的离心力F为：
（8）
式中，ｍ为颗粒在水中的有效质量，
；ρ为水的密度。
絮凝颗粒径向运动时所受阻力Fd可表示为
（9）
颗粒在径向方向的运动方程由牛顿第二定律得
（10）
当颗粒作等速运动时，即
，离心力与阻力平衡，得出颗粒在径向的运动速度为
（11）
式中，V为颗粒的径向运动速度；V0为颗粒的自由沉速；Cd为阻力系数；g为重力加速度；其余符号意义同前。上面的讨论虽是针对球形颗粒进行的，但对非球形颗粒同样适用，因此颗粒在惯性离心力作用下作径向运动时，大颗粒运动的快，小颗粒运动的慢，这一速度差为颗粒碰撞提供了条件。则径向速度差引起的单位体积、单位时间内ｉ和ｊ颗粒碰撞次数Nij′可表示为
（12）
式中，V0i为i颗粒的自由沉速；Ｖ0j为j颗粒的自由沉速；ri>rj其余符号意义同前。径向惯性离心力产生的碰撞频率不仅随颗粒粒径的增大而增大，而且还取决于粒径的差别，对于粒径相同的颗粒，即使速度很大也不会产生碰撞，因此惯性离心混凝对于粘结小颗粒并使粒径趋于均匀具有显著作用。由此可以断定：紊流条件下涡旋剪切力和惯性离心力是对加速颗粒接触碰撞的主要动力致因，而涡旋剪切力是主导动力。
3.3 絮凝体在涡旋中反复回转，能够提高混凝效果
水有粘滞性，因此水在流动过程中会产生速度梯度，即水层之间速度的变化值。一般认为异向凝聚是由于布朗运动造成的，而同向凝聚是由于搅拌作用而产生的。笔者认为无论是搅拌或折板反应，格网反应，迷宫反应等，无非是在水流中产生涡旋，有涡旋时，速度梯度值就会变化很快，除了造成凝聚体的“你追我赶”相互碰撞以外，还会产生凝聚体或微絮体本身的“自旋”。因为涡旋内流线发生变化，相邻流层之间存在速度差值，一个微粒很可能在其前进方向的两侧受到不同的速度影响，正在这两个不同速度的差值形成力矩，推动絮体或凝聚体自身旋转。自旋本身相当于增大了絮体的半径，所以能提高混凝效果。除此以外，在高效絮凝技术中，都利用了各种手段产生涡旋，提高絮凝效率，笔者认为在反应阶段，长大后的絮凝体在涡漩中由于惯性力和离心力的作用会绕着涡旋中心，以涡旋中心为轴而回转，相当于更大范围内扩大了自身的半径，而且有时还会在涡漩中反复回转，一次又一次，增加了微粒碰撞、接触的机会，使小颗粒凝结成大颗粒，大颗粒聚结成更大的颗粒从而与水分离。
例如在网板反应中，当水流绕过非线性圆柱体(网丝)时，由于发生边界分流现象，在圆柱体后部两侧使产生涡漩。涡旋长大到一定程度即从主体分离，顺流而下，随后又产生新的旋涡，在这样的柱尾流中便出现了两列平行排列而又互相交错的涡列。观测表明:柱后初始的涡旋大小基本上与柱体尺寸处于同一数量级。而涡旋尺度的变化比直接与网格的尺度有关。反应水流中的涡旋尺度可以通过调整网格尺度的办法来控制，使其形成的絮体颗粒粒径接近于同一数量级，同时也可以根据絮体在反应过程中不断增大的规律来设计不同级的反应条件，提高反应效率。为什么要控制涡旋大小，就是为了造回转的需要。回转则能提高絮凝效率，宏观现象观测更能说明这个观点:河流中经常看见旋涡中的柴、草等漂浮物，绕着旋涡中心反复回转好多次，偶一瞬间才能“逃”出旋涡而进入下游。高效絮凝技术中，正是利用了小的絮体在不断的回去转过程中，吸附碰撞更小的或更大的絮体生成大而重的絮体而与水分离，提高混凝效果。
4 结论
将涡旋理论应用于混凝之中，通过控制水流在反应器沿程能够形成的絮体颗粒相近的微涡旋尺度，改进现有的技术，从而可以提高混凝效果。
在混凝过程中，脱稳微粒相互聚结而形成初级微絮体颗粒，可以利用速度梯度(G)来反应絮凝过程。每种反应方式都有一个最佳速度梯度值，这个值一般是一个范围，G值过大剪切作用明显，破坏凝聚体；G值过小，扩散强度弱，碰撞速度慢，又不足以推动初始粒子自旋，降低了凝聚体生成速度。絮凝池中的湍流中充满着大大小小的涡旋，它们不断的产生、发展、衰减与消失，大尺度涡旋破坏后形成较小尺度的涡旋，较小尺度形成更小的，其中的微小涡旋导致了颗粒碰撞、絮凝。微小涡旋最容易引起絮体的自旋。而直径大小又能最大限度地保护生成的凝聚体不被破坏。上个世纪80年代，风行日本的迷宫反应池，正是利用了絮体自旋和絮体在旋涡中反复回去转的原理。提高了混凝效率，提高了出水水质，才使其大面积被推广应用。
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