超聲懸浮甲醇液滴的熱誘導(dǎo)霧化現(xiàn)象*

魏衍舉 張潔 鄧勝才 張亞杰 楊亞晶 劉圣華 陳昊

1) (西安交通大學(xué)能源與動力工程學(xué)院, 西安 710049)

2) (西安交通大學(xué)航天學(xué)院, 機械結(jié)構(gòu)強度與振動國家重點實驗室, 西安 710049)

3) (長安大學(xué)汽車學(xué)院, 西安 710064)

采用外部高溫氣體加熱的方式研究了超聲懸浮甲醇液滴的聲致破碎霧化現(xiàn)象, 利用高速攝像手段記錄并實驗研究了不同直徑液滴不同的破碎霧化特性. 結(jié)果表明: 超聲懸浮液滴在高溫氣流吹掃后可發(fā)生邊緣噴射霧化現(xiàn)象. 破碎方式包含邊緣濺射、液膜割裂和法向濺射三類. 直徑D0 較小的液滴直接從赤道面開始邊緣濺射直至完全霧化; 等效直徑D0 > 2.8 mm 的液滴, 在產(chǎn)生邊緣濺射后, 剩余液核彎曲形成液膜, 其表面產(chǎn)生法拉第波, 使得液膜割裂破碎; 而D0 > 3.2 mm 的液滴, 在變形過程中逐漸形成“碗狀”空腔, 并在其底部的法向方向產(chǎn)生濺射, 同時開始液膜割裂的離散化解體過程并伴隨著邊緣濺射, 直至完全霧化. 這種聲致液滴霧化現(xiàn)象豐富了多物理場耦合作用下的流體理論, 可為相關(guān)應(yīng)用研究提供新思路.

1 引 言

液滴的變形破碎在許多自然現(xiàn)象及工業(yè)應(yīng)用中普遍存在, 例如雨滴撞擊地面[1]、噴墨打印機[2]、內(nèi)燃機的燃油噴霧撞壁[3]等. 在這些過程中, 液滴的破碎、霧化主要由外力引起, 例如液滴周圍的氣流[4,5]、固體表面的沖擊力[6], 作用于液滴上的壓差[7]、振動力(如法拉第波噴射)[8]等產(chǎn)生的不穩(wěn)定力. 本文研究一種新型液滴霧化模式, 當(dāng)高溫氣體突然介入時, 超聲懸浮液滴會突然發(fā)生噴射霧化現(xiàn)象.

超聲懸浮可以提供一個無容器的環(huán)境來研究液滴與聲波之間的相互作用[9], 許多學(xué)者也對懸浮液滴的凝固、振蕩等方面進行了廣泛的研究[10?15],而對單個懸浮液滴的破碎與霧化破碎研究較少. 近幾年, Basu 等[16,17]研究了激光加熱懸浮液滴的破碎現(xiàn)象, 結(jié)果表明聲場中穩(wěn)定懸浮的液滴確實會因為加熱而變得不穩(wěn)定, 甚至破碎. 但這些研究中液滴主要是受輻射加熱, 外部空氣溫度基本沒有發(fā)生變化. 本文則利用本生燈產(chǎn)生約為1000 K 的高溫氣流吹掃液滴, 通過高速攝像機記錄不同直徑液滴劇烈的破碎霧化過程, 研究液滴的變形特性和破碎模式.

液滴的此類噴射霧化現(xiàn)象亦屬于高強聲場中的燃燒物理現(xiàn)象, 具有強度高、霧化好、歷時短、脈沖性等與燃燒不穩(wěn)定相關(guān)的典型特征, 而且脈沖噴射頻率與聲場激勵頻率密切相關(guān). 該現(xiàn)象極可能為液體火箭發(fā)動機不穩(wěn)定燃燒時一個不可或缺的重要初發(fā)環(huán)節(jié). 這是一個多物理場耦合作用下的全新的燃燒物理現(xiàn)象, 對其進行深入研究有望對燃燒不穩(wěn)定理論產(chǎn)生重大修正.

2 實驗裝置與方法

采用USP-G3 超聲波發(fā)生器(如圖1 所示)產(chǎn)生20 kHz, 155 dB (發(fā)射器表面中心)的超聲壓力波, 通過調(diào)整接收端和發(fā)射端之間距離為半波長整數(shù)倍, 創(chuàng)造共振聲場以提供液滴懸浮環(huán)境, 聲場中最大聲強和聲壓分別可達173 dB 和9 kPa[18].

圖1 懸浮液滴受熱變形破碎實驗裝置原理圖Fig. 1. Schematic diagram of the experimental platform of heat induced deformation of levitated droplet.

在室溫條件下(約為293 K, 相對濕度為50%),液滴通過注射器和針頭注入壓力節(jié)點附近, 隨后在重力與液滴周圍的聲場壓力平衡的位置形成穩(wěn)定懸浮的液滴. 本實驗用液體為甲醇(純度為99.999%), 室溫下其密度ρ= 792 kg/m3、表面張力σ= 22.3 mN/m、黏度μ= 0.611 cP (1 cP =10–3Pa·s). 由于液滴懸浮時呈橢球形, 本文采用其等效直徑D0作為分析基準(zhǔn),, 其中Dc為橢球液滴的長軸直徑,Dv為其縱軸長度. 利用注射器控制注射量從而確定液滴的初始直徑D0為0.5—3.5 mm.

利用甲烷本生燈擴散燃燒產(chǎn)生的高溫氣流來吹掃懸浮液滴, 氣流速度控制為0.5 m/s. 通過本生燈與液滴間的距離來控制氣流溫度, 利用K 型熱電偶測得懸浮液滴處的氣體溫度約為1000 K.實驗前通過隔板將熱氣流與懸浮液滴隔離, 快速撤離隔板后, 懸浮液滴受熱氣流沖刷引發(fā)一系列變形破碎過程. 采用高速攝像機(Phantom Miro eX4)配合Nikor 60 mm 長焦顯微鏡頭來拍攝懸浮液滴受熱后的變形以及破碎過程, 圖像分辨率為600 ×300 像素, 一個像素代表34.9 μm, 拍攝速率為3200 幀/秒.

液滴形狀相關(guān)參數(shù)使用開源軟件Tracker 5.0 提取. 在測量液霧擴散直徑時, 首先確定最先濺射的液滴, 并進行手動追蹤, 這樣就可以測量液霧直徑Ds. 液核直徑Dc時也是手動測量的, 邊緣液滴脫離主體后追蹤點就由二次液滴外側(cè)換為液核新邊緣. 每個工況重復(fù)實驗三次以保證結(jié)果的準(zhǔn)確性.

3 結(jié)果與討論

3.1 邊緣濺射

對于小直徑液滴而言, 其質(zhì)量較小, 液滴受聲壓作用被壓扁后, 直接從赤道面薄邊緣位置發(fā)生濺射, 并擴展到全液面,D0= 1.81 mm 的甲醇液滴變形破碎過程如圖2 所示. 液滴穩(wěn)定懸浮時, 其等效直徑不變, 當(dāng)撤開隔板后, 液滴接觸熱氣體后就開始變形. 高溫氣流速度約為0.5 m/s, 相比于此溫度下液滴的變形速率, 液滴受熱過程中位置幾乎沒有變化. 當(dāng)高溫氣流接近液滴時, 液滴在赤道面處開始膨脹, 并在赤道面突然出現(xiàn)薄的邊緣(t=0—2D,D= 0.313 ms), 繼而從邊緣開始高速濺射, 產(chǎn)生粒徑為數(shù)微米到數(shù)十微米的二次液滴, 形成一團由微型液滴構(gòu)成的云霧. 受高溫氣流影響,液滴在薄邊緣處的濺射先從背風(fēng)側(cè)開始(t= 3D),并快速向迎風(fēng)側(cè)發(fā)展. 噴射時液滴中心厚度遠大于其邊緣厚度, 這有別于Basu 等[16,17]觀察到的激光加熱霧化現(xiàn)象. 值得一提的是, 該邊緣濺射是脈沖性的, 其周期與聲場激勵頻率相關(guān).

D0< 2 mm 的甲醇液滴破碎過程直徑演變?nèi)鐖D3(a)和圖3(b)所示. 液滴不斷變形被壓扁成為圓盤, 這里將其定義為液核. 液核長軸直徑Dc增大到臨界尺寸后(大約為初始直徑D0的3 倍左右),液核從赤道面邊緣向外濺射子液滴形成一團液霧,其擴散直徑Ds以9.5 m/s 的速度恒定增長,Dc急劇下降為0, 液滴完全破碎霧化. 值得一提的是,Dc處于平臺期的波動是液核邊緣二次液滴的脫離造成的.

圖2 甲醇液滴在懸浮場中的“邊緣濺射”(D0 = 1.81 mm)Fig. 2. High speed images showing the rim spray of an acoustic levitated methanol droplet (D0 = 1.81 mm) suddenly exposed to hot product gases of a Bunsen flame.

液滴在赤道處的曲率半徑Rcav對液滴的穩(wěn)定性起著至關(guān)重要的作用,,Dc和Dv分別為液滴的長軸直徑和縱軸長度. 液滴被壓扁在赤道面形成薄邊緣后以其厚度的一半作為曲率半徑. 液滴在穩(wěn)定懸浮時Rcav≈0.4 mm, 產(chǎn)生薄邊緣后,Rcav下降為初始值的5% (≈0.02 mm), 如圖3(c)所示. 液滴內(nèi)部由表面張力引起的壓力PST可以根據(jù)液滴形狀由拉普拉斯公式PST=σ/Rcav計算,σ為液滴表面張力, 液滴穩(wěn)定懸浮時σ=22.3 mN/m, 當(dāng)液滴表面溫度升高后σ下降20%(σ= 17.8 mN/m). 因此液滴穩(wěn)定懸浮時的內(nèi)部壓力PST≈55.8 Pa, 當(dāng)液滴接觸高溫氣流后, 液滴內(nèi)部毛細壓力此時增加至PST≈890 Pa.

液滴穩(wěn)定懸浮時兩極與赤道面處的壓差與其內(nèi)部壓力相等, 而當(dāng)熱氣流掃過液滴后產(chǎn)生一個巨大的壓差作用于液滴表面將其擠壓變形, 忽略表面張力的約束作用, 由流體速度和壓力的關(guān)系式(ρ為甲醇密度)可估算出液滴濺射時的壓差 ?P ≈8.93 kPa. 由此可見,無論穩(wěn)定懸浮還是產(chǎn)生變形, 液滴內(nèi)部由表面張力引起的壓力均遠小于其破碎所需的壓力, 即PST??P. 而后者與聲場最大壓力相當(dāng)(約9 kPa), 因此可以推斷液滴產(chǎn)生邊緣濺射主要是由聲場最高壓力變化突然施加于液滴表面引起的. 此現(xiàn)象尚未見諸報道, 下面嘗試對此轉(zhuǎn)變的原因進行分析.

首先考慮高溫氣體對流場產(chǎn)生的影響. 由于液滴在懸浮時發(fā)射端和反射端的距離略大于室溫空氣聲波半波長的整數(shù)倍[19], 而且其在聲場中的懸浮位置并不是處于共振節(jié)點處, 而是位于節(jié)點偏上的某個位置. 當(dāng)高溫氣流突然引入聲場后, 高溫氣體聲速較高, 聲波波長減小, 使共振節(jié)點上移靠近液滴, 從而使液滴周圍聲場強度突然升高. 然而,室溫下對懸浮液滴人為地通過減小聲場高度和增加信號發(fā)生器電流的方式突然地增加液滴附近聲場強度, 實驗結(jié)果如圖4 所示, 雖然可以將液滴“壓扁”, 甚至產(chǎn)生“法向濺射”, 但卻不能形成“邊緣噴射”. 這表明, 聲場中高溫介質(zhì)產(chǎn)生的共振效應(yīng)不是“邊緣噴射”的主要因素.

進而, 需要考慮氣液界面狀態(tài)是否發(fā)生了變化. 由聲場理論[20]可知, 界面聲阻抗Z(Z=ρc,其中ρ為流體密度,c為聲速,ZMeOH和Zair分別為甲醇、空氣聲阻抗)會阻止聲波從低阻抗的介質(zhì)向高阻抗的介質(zhì)傳遞, 當(dāng)液滴穩(wěn)定懸浮時液滴表面表現(xiàn)為聲絕緣體(ZMeOH/Zair≈2200?1 ). 而液滴受到高溫加熱后, 液滴表面蒸發(fā)加劇, 在表面形成了大量的二元分子[21], 如圖3(d)所示, 這些半氣體半液體的甲醇分子為空氣分子的振動向液體內(nèi)部傳遞建立起一個橋梁. 此外, 氣液界面變得模糊, 界面表面積也非線性地增加, 從而大幅降低甲醇、空氣聲阻抗之比, 使氣液界面的聲學(xué)特性由聲絕緣體轉(zhuǎn)變?yōu)槁晫?dǎo)體, 從而在液滴表面建立起巨大的聲壓梯度.

圖3 甲醇液滴濺射時的參數(shù)描述 (a) 擴散直徑; (b) 無量綱液核直徑; (c) 赤道處曲率半徑; (d) 氣液界面在室溫和強蒸發(fā)時的液體與空氣分子分布[21]Fig. 3. Parametrical description of the breaking process: (a) Spreading diameter D s; (b) the dimensionless diameter D c of liquid core; (c) equatorial curvature radii R cav vs. time; (d) liquid and air molecule distribution at the interface at ambient temperature and strong evaporation conditions[21].

圖4 分別通過手動(a)減小聲場高度與(b)增加超聲信號發(fā)生器電流的方式突然增加聲場強度后懸浮甲醇液滴的霧化情況Fig. 4. Atomization methanol droplets after the enhancement of the acoustic field via the mandatory sudden (a) decrease of acoustic field height and (b) increase of the current of ultrasound generator.

由此, 在突增的聲壓與突變的壓力分布的共同作用下, 液滴會突然扁平化并在赤道面產(chǎn)生噴射霧化. 值得一提的是, 以上僅為可能性分析, 具體的霧化機理還需要進一步深入研究.

3.2 液膜割裂

圖5 甲醇液滴在懸浮場中的“液膜割裂”(D0 = 3.15 mm)Fig. 5. Film disintegration of an acoustic levitated methanol droplet (D0 = 3.15 mm) suddenly exposed to hot product gases of a Bunsen flame.

小直徑液滴(D0< 2.8 mm)受高溫氣流沖擊后在外部聲壓的作用下從赤道面邊緣濺射直至完全霧化. 而如圖5 所示的較大直徑的液滴(D0=3.15 mm)先在聲壓作用下產(chǎn)生邊緣濺射, 表面被加熱的子液滴不斷濺射離體并伴隨著液滴的二次蒸發(fā), 液滴表面溫度下降, 劇烈霧化過程停止(t=42D). 因此損失一定質(zhì)量后剩余的液核在聲場的作用下逐漸向上彎曲, 形成“碗狀”液膜(t=26D—42D). 液膜在彎曲的過程中由于聲場機理產(chǎn)生的振動愈發(fā)明顯, 其厚度不斷變小, 會受到超聲波周期性垂直激勵作用而產(chǎn)生表面波, 即法拉第波[8,22,23], 當(dāng)液膜厚度足夠小時在其表面可以清晰地觀察到一系列干涉條紋(t= 50D), 波長平均為129 μm.

Kelvin 和Thompson[24]建立了毛細波在平面界面上的簡單色散關(guān)系:λ3=2πσ/ρF2,λ和F分別為表面波波長和頻率,σ和ρ分別為液滴表面張力和甲醇密度. Rayleigh[25]的研究結(jié)果表明, 法拉第波的頻率F為聲場驅(qū)動頻率f的一半(F=f/2=10 kHz). 因此可計算得到甲醇液滴表面產(chǎn)生的法拉第波的理論波長與實驗值129 μm 相符合.

隨著“碗狀”液膜的進一步拉伸, 液膜厚度減小, 當(dāng)厚度減小至接近半波長時, 聲壓振動在液膜厚度方向上產(chǎn)生干涉, 從而建立共振駐波場. 如圖6(a′)所示, 當(dāng)液膜內(nèi)外兩個表面上的波峰與波峰、波谷與波谷相對應(yīng)時, 比較平滑的液膜逐漸被異化為厚薄不均的珍珠項鏈形. 這樣, 隨著共振狀態(tài)的建立, 波谷即可將液膜產(chǎn)生離散化割裂,如圖5 中t≥ 66D所示. 而波峰則可以激發(fā)出二次液滴, 產(chǎn)生“法向濺射”, 如圖5 中t= 56D—58D所示. 與此同時, 割裂的液膜邊緣仍然發(fā)生著“邊緣濺射”, 該濺射可推動液膜碎片隨機飛行. 最終“碗狀”液膜在這三種方式的共同作用下, 快速解體為一團微米尺度的微型液滴組成的液霧(t=50D—82D).

圖6 (a)液膜無量綱平均厚度; (a′)法拉第波駐波結(jié)構(gòu)示意圖; (b)無量綱邊緣初始厚度; (c)二次液滴的再次破碎Fig. 6. (a) Dimensionless average film thickness scaled by Faraday wave length and (a′) schematic setup of a standing Faraday wave configuration; (b) the dimensionless initial rim thickness; (c) rim spray of daughter droplets.

圖7 甲醇液滴在懸浮場中的“法向濺射”(D0 = 3.42 mm)Fig. 7. Normal sputtering of an acoustic levitated methanol droplet (D0 = 3.42 mm) suddenly exposed to hot product gases of a Bunsen flame.

圖6 (c)展示了一個較大的二次液滴再次發(fā)生邊緣濺射的俯視圖, 可以清晰地看出, “邊緣噴射”就是從液膜上一圈一圈地割裂釋放邊緣液環(huán)的過程. 邊緣液環(huán)在繼續(xù)擴展的過程中由于瑞利-普拉托不穩(wěn)定性破碎成一串微米尺度的小液滴[26].

3.3 法向濺射

當(dāng)液滴初始直徑D0> 3.2 mm 后, 質(zhì)量較大的液滴受高溫氣流沖擊后在聲場作用下不斷被壓扁. 當(dāng)液滴被壓扁到臨界尺寸時(t= 0)不會在赤道面形成薄的邊緣產(chǎn)生邊緣濺射, 而是繼續(xù)變形,逐漸向上彎曲形成一個“碗狀”液膜空腔(t=34D). 如果液體黏性足夠大, 該液膜最終可以形成一個氣泡[18]. 由Kinsler 等[19]提出的聲學(xué)共振理論, 此空腔可以看作是亥姆霍茲共鳴器, 其共振頻率由空腔幾何形狀決定. 這類似于電感-電容電路,空腔作為電容器, 開口為電感應(yīng)器. 其電容C0=V為 空 腔體積,ρ0和c0分別為 空 氣密度和聲速. 電感系數(shù)L0=ρ0deff/Sh,Sh為開口面積,deff為空腔有效深度(,t為液膜厚度,d為空腔開口直徑). 因此共鳴器的共振頻率f為[27]

液膜空腔由于亥姆霍茲共振效應(yīng), 會和聲場產(chǎn)生共振, 顯著吸收聲場能量, 空腔內(nèi)的空氣分子劇烈振動, 聲壓急劇升高, 從而導(dǎo)致空腔發(fā)展到最大開口直徑后, 由于表面張力的約束, 開口快速收縮,形成一個完整的液泡[18]. 在該過程中, 當(dāng)液滴質(zhì)量不太大, 液膜厚度足夠小時, 依然可以在液膜表面觀察到法拉第波的形成. 在形成液泡的過程中, 首先從液膜的外法向方向開始產(chǎn)生濺射(圖7 中t=42D—44D), 隨著濺射程度加大, 液泡逐漸解體,并伴隨著邊緣濺射和液膜割裂, 炸開成無數(shù)粒徑更小的液滴群, 最終完全霧化.

4 結(jié) 論

本文利用高速攝像機研究了高溫氣流沖擊下超聲懸浮甲醇液滴的變形破碎過程, 得到以下結(jié)論:

1)聲場中的懸浮液滴在突然置于高溫氣流中時, 聲場壓力分布和氣液表面狀態(tài)的變化可以使最高聲壓突然施加于液滴表面, 使液滴突然發(fā)生扁平化, 并在赤道面向外噴射, 產(chǎn)生微型液滴形成一團云霧, 該過程不超過10 ms.

2)隨著液滴初始直徑的增加, 其變形破碎現(xiàn)象可以依次發(fā)生邊緣濺射、液膜割裂和法向濺射等三類, 其臨界直徑分別約為2.8 和3.2 mm. 邊緣濺射一直存在, 液膜割裂在液滴噴射末期形成液片時發(fā)生, 而法向濺射則發(fā)生于液滴初始直徑D0>3.2 mm 時.

3)液滴表面的法拉第波在法向的振動產(chǎn)生法向濺射, 在液膜兩個表面的干涉使液膜產(chǎn)生割裂解體.