液體橫向射流在氣膜作用下的破碎過程*

張彬 成鵬 李清廉 陳慧源 李晨陽(yáng)

(國(guó)防科技大學(xué)空天科學(xué)學(xué)院, 高超聲速?zèng)_壓發(fā)動(dòng)機(jī)技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 長(zhǎng)沙 410073)

為了研究液體橫向射流在氣膜作用下的破碎過程, 采用背景光成像技術(shù)及VOF TO DPM 方法進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)研究和仿真研究, 模擬介質(zhì)為水和空氣.研究結(jié)果表明, 液體射流在氣膜作用下主要存在兩種破碎過程: 柱狀破碎和表面破碎.Rayleigh-Taylor (R-T)不穩(wěn)定性產(chǎn)生的表面波是液體射流發(fā)生柱狀破碎的主要原因, 氣流穿透表面波的波谷導(dǎo)致射流柱破碎, 破碎后的液絲沿流向逐漸發(fā)展呈帶狀分布.Kelvin-Helmholtz (K-H)不穩(wěn)定性產(chǎn)生的表面波是液體射流發(fā)生表面破碎的主要原因, 液絲和液滴從射流表面剝離.局部動(dòng)量比對(duì)液體橫向射流的破碎過程具有重要影響, 當(dāng)局部動(dòng)量比較低時(shí), 液體射流的破碎由K-H 不穩(wěn)定性主導(dǎo); 隨著局部動(dòng)量比的增大液體射流的破碎逐漸由R-T 不穩(wěn)定性主導(dǎo).液體射流的破碎長(zhǎng)度及穿透深度均隨局部動(dòng)量比的增大而增大.

1 引 言

針?biāo)▏娮⑵靼l(fā)動(dòng)機(jī)具有推力的深度調(diào)節(jié)能力,常被用在變推力液體火箭發(fā)動(dòng)機(jī)上[1].SpaceX 公司開發(fā)的獵鷹九號(hào)火箭使用梅林1D 針?biāo)òl(fā)動(dòng)機(jī)[2],成功實(shí)現(xiàn)火箭芯一級(jí)的回收使用, 可重復(fù)使用帶來的低成本航天發(fā)射, 改變了商業(yè)航天的格局.針?biāo)▏娮⑵靼l(fā)動(dòng)機(jī)結(jié)構(gòu)簡(jiǎn)單, 通常只采用一個(gè)針?biāo)▏娮靃3], 具有獨(dú)特的火焰回流區(qū)結(jié)構(gòu)[4]及可靠的燃燒穩(wěn)定性.針?biāo)▏娮⑵髯钤缭诿绹?guó)加利福尼亞理工學(xué)院噴射推進(jìn)實(shí)驗(yàn)室產(chǎn)生.后來在TRW 公司得到了快速地發(fā)展和應(yīng)用, 截至20 世紀(jì)末, TRW 已經(jīng)研究了超過60 種針?biāo)▏娮⑵鱗5].

針?biāo)▏娮⑵靼l(fā)動(dòng)機(jī)雖然有很長(zhǎng)的應(yīng)用歷史, 但公開的資料里對(duì)噴注器的基礎(chǔ)機(jī)理研究卻很少, 特別是推進(jìn)劑的破碎霧化過程方面.而近幾年來研究針?biāo)▏娮⑵鞯奈墨I(xiàn)呈現(xiàn)增速變快的趨勢(shì), 表明針?biāo)▏娮⑵靼l(fā)動(dòng)機(jī)又重新進(jìn)入人們的視野.Ninish 等[6]通過無黏理論分析了液膜破碎為液絲, 液絲再破碎為液滴的過程, 得到錐形液膜破碎的3 種模式, 使用陰影拍攝技術(shù)成功拍攝到了錐形液膜表面波.方昕昕等[7]采用高速攝影獲得了針?biāo)ㄊ絿娮⑵髟诓煌瑖娮航岛徒Y(jié)構(gòu)參數(shù)下的表面波破碎圖像, 測(cè)量了錐形液膜的破碎長(zhǎng)度和破碎時(shí)間.其后又將離心式噴嘴錐形液膜破碎模型應(yīng)用于針?biāo)ㄊ絿娮⑵? 對(duì)無旋錐形液膜進(jìn)行了線性不穩(wěn)定分析[8], 求解色散方程獲得了色散關(guān)系曲線, 分析了無旋錐形液膜表面波發(fā)展過程.對(duì)于氣液式徑向縫型針?biāo)▏娮⑵?Son 等[9]通過歐拉多相流模型和軸對(duì)稱二維網(wǎng)格,模擬了軸向氣膜和徑向液膜撞擊后的破碎過程,并在仿真結(jié)果中發(fā)現(xiàn)了有利于燃燒保持的回流區(qū).劉昌波等[10]對(duì)液液徑向孔型針?biāo)▏娮⑵鬟M(jìn)行了仿真, 研究了外圈液膜厚度、阻塞率等對(duì)破碎長(zhǎng)度的影響.并且發(fā)現(xiàn)軸向液膜在運(yùn)動(dòng)過程中與環(huán)境氣體之間的界面會(huì)出現(xiàn)波動(dòng).這種相界面波動(dòng)沿流向幅值不斷增大, 最終有利于噴霧的破碎.總的來講,對(duì)針?biāo)▏娮⑵髌扑檫^程的研究還比較少, 即使有也是針對(duì)液膜進(jìn)行了簡(jiǎn)單的研究, 目前還沒有針對(duì)液體射流破碎的研究.

對(duì)于氣液式徑向孔型針?biāo)▏娮⑵? 液體射流在氣膜的沖擊下破碎, 然后霧化混合, 與液體射流在橫向氣流中的破碎較為相似.液體射流在橫向氣流中的破碎已經(jīng)有很多人作了研究.Yates[11]研究了水和酒精在超聲速氣流中的破碎, 指出穿透深度只與液氣動(dòng)量通量比q 有關(guān).Kush 等[12]在實(shí)驗(yàn)研究中發(fā)現(xiàn)超聲速氣流中射流的破碎模式主要受q 影響, 液體黏性和表面張力幾乎不影響破碎過程和穿透深度.射流表面波在射流的破碎過程起著重要作用.Schetz 等[13]采用高速相機(jī)拍照的方法研究射流一次破碎過程, 指出表面波是導(dǎo)致射流一次破碎的根本原因.陳亮等[14]、曹娜等[15]和Yang 等[16]采用全息和高速攝影方法對(duì)冷態(tài)超聲速來流橫向射流進(jìn)行了研究, 研究結(jié)果指出射流表面不穩(wěn)定波的增長(zhǎng)是超聲速流場(chǎng)中射流破碎的主要原因.徐勝利等[17]對(duì)液體燃料非定常噴射過程的研究表明,射流柱破碎是由迎風(fēng)面的表面波引起的, 且破碎點(diǎn)位于表面波的波谷.研究一般認(rèn)為射流表面波是射流破碎的主要原因, 但對(duì)表面波的產(chǎn)生及發(fā)展的機(jī)理認(rèn)識(shí)還有欠缺.

液體破碎過程中主要涉及的不穩(wěn)定機(jī)制包括Rayleigh-Taylor (R-T)不穩(wěn)定和Kelvin-Helmholtz (K-H)不穩(wěn)定[18].其中R-T 不穩(wěn)定性是由不同密度流體之間相界面法向速度梯度引起的, K-H不穩(wěn)定是由氣液兩種流體之間相界面的切向速度梯度引起的.Xiao 等[19,20]采用LES+CLSVOF方法研究了超聲速氣流中液體橫向射流的一次破碎過程, 指出R-T 不穩(wěn)定是射流柱迎風(fēng)面表面波產(chǎn)生及發(fā)展的主導(dǎo)機(jī)理.李春等[21]對(duì)采用顯微成像和VOF 數(shù)值仿真方法對(duì)超聲速氣流中射流的一次破碎過程進(jìn)行了研究, 指出超聲速橫向氣流中液體射流的破碎過程主要分為液柱破碎和表面破碎,分別由R-T 不穩(wěn)定和K-H 不穩(wěn)定主導(dǎo), 射流的表面破碎先于液柱破碎.總的來看這些學(xué)者對(duì)液體橫向射流破碎的研究都是在氣流來流的厚度遠(yuǎn)大于液體的穿透深度, 而氣液式針?biāo)▏娮⑵鞯臍饽ず穸缺容^小, 一般情況下小于液體射流的穿透深度.因此對(duì)于液體橫向射流在氣膜中的破碎過程還有待研究.

對(duì)于液體射流破碎的研究通常有實(shí)驗(yàn)及仿真的方法.實(shí)驗(yàn)研究主要是通過極短的曝光時(shí)間凍結(jié)流場(chǎng), 獲得射流破碎的瞬態(tài)圖像, 主要有背景光成像法[22?24](backlit photography technique)、激光陰影法[25,26]、全息成像法[27,28](hologram reconstruction system).仿真研究主要是對(duì)氣液界面進(jìn)行追蹤和捕捉, 主要有體積分?jǐn)?shù)法VOF[29,30], 水平集法Level-Set[31?33], 兩者的耦合CLSVOF(Couple Level Set and VOF)法[19,20,34,35], 及VOF TO DPM法[36,37].VOF TO DPM 法在液體射流連續(xù)段采用VOF 追蹤氣液界面, 當(dāng)連續(xù)的液體破碎, 達(dá)到設(shè)定的轉(zhuǎn)化等效直徑后, 連續(xù)相轉(zhuǎn)化為離散的DPM粒子模型, 可以放寬對(duì)網(wǎng)格的要求, 提高計(jì)算的效率.所以本文的仿真方法主要采用VOF TO DPM 法.

本文主要對(duì)液體橫向射流在氣膜中的破碎過程進(jìn)行了研究, 通過VOF TO DPM 方法追蹤氣液界面及破碎后的液滴, 分析了液體射流在彎曲、變形、破碎的過程中與氣膜的作用過程, 分析了液體射流表面波的產(chǎn)生機(jī)理, 闡明了LMR 對(duì)液體射流破碎過程的影響, 并利用背景光成像技術(shù)拍攝射流破碎圖像, 對(duì)計(jì)算的結(jié)果進(jìn)行了驗(yàn)證.

2 實(shí)驗(yàn)方法和仿真方法

2.1 研究對(duì)象

氣液式針?biāo)▏娮⑵魇疽鈭D如圖1(a)所示, 氣膜沿軸向從環(huán)縫中流出, 貼壁流動(dòng), 液體從徑向孔中噴出到氣膜中.簡(jiǎn)化為針?biāo)▏娮⑵鲉卧笃拭鎴D如圖1(b)所示, 液體射流從圓孔中噴出到平面氣膜中, 被氣膜吹彎變形, 然后破碎.

2.2 實(shí)驗(yàn)設(shè)備

開展實(shí)驗(yàn)所用的實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)如圖2 所示, 主要包含供應(yīng)系統(tǒng)、測(cè)量和控制系統(tǒng)、成像系統(tǒng)、針?biāo)▏娮卧獙?shí)驗(yàn)件和計(jì)算機(jī)等.空氣瓶里面儲(chǔ)存高壓空氣, 經(jīng)過減壓閥后降到實(shí)驗(yàn)所需壓力, 作為針?biāo)▏娮卧臍怏w推進(jìn)劑; 氮?dú)馄績(jī)?chǔ)存高壓氮?dú)? 經(jīng)過減壓閥后氮?dú)膺M(jìn)入水罐, 將水加壓到所需壓力, 作為針?biāo)▏娮卧囊后w推進(jìn)劑.成像系統(tǒng)主要由高速攝像機(jī)、背景光源和計(jì)算機(jī)組成.背景光源產(chǎn)生的強(qiáng)光穿過噴霧后被高速攝像機(jī)捕捉, 噴霧以圖像灰度值的形式被記錄下來.

圖1 (a) 針?biāo)▏娮⑵? (b)針?biāo)▏娮卧狥ig.1.(a) Pintle injector; (b) pintle injector element.

圖2 實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)示意圖Fig.2.Schematic diagram of the experimental setup.

2.3 仿真方法

數(shù)值仿真基于FLUENT 19.2 平臺(tái), 在長(zhǎng)沙超算上計(jì)算.采用基于壓力的求解器進(jìn)行數(shù)值求解,時(shí)間項(xiàng)采用一階隱式格式, 連續(xù)方程及動(dòng)量方程的離散采用二階迎風(fēng)格式, 壓力速度耦合方式采用PISO 算法.多相流模型采用VOF TO DPM 模型, 詳細(xì)機(jī)理參考文獻(xiàn)[37].湍流模型采用帶旋流修正的Realizable k-ε[38], 在強(qiáng)流線彎曲、漩渦、流動(dòng)分離方面具有良好的表現(xiàn).仿真的計(jì)算域如圖3所示.X 方向?yàn)榱飨? Y 方向?yàn)閺较? Z 方向?yàn)檎瓜?氣相為質(zhì)量流量入口, 液相為速度入口.網(wǎng)格尺度為0.2 mm (約0.15D, D 為液體射流噴孔直徑), 采用3 級(jí)八叉樹網(wǎng)格自適應(yīng)加密, 初始網(wǎng)格為140 萬(wàn), 自適應(yīng)后期約為600 萬(wàn), 如圖4 所示,加密后的最小網(wǎng)格尺寸為0.025 mm (約0.02D),在該網(wǎng)格尺度下能夠捕捉到射流破碎的細(xì)節(jié), 設(shè)置射流破碎后的液滴轉(zhuǎn)化等效直徑為0.05 mm, 為最小網(wǎng)格尺度的兩倍, 保證射流破碎后的滴液能被轉(zhuǎn)化為DPM 粒子.VOF 相轉(zhuǎn)化為DPM 粒子后當(dāng)?shù)氐木W(wǎng)格會(huì)被還原, 可以減少網(wǎng)格計(jì)算量, 提高計(jì)算效率.

圖3 計(jì)算域Fig.3.Computational domain.

圖4 自適應(yīng)加密后的網(wǎng)格Fig.4.Mesh after adaptive.

2.4 仿真工況

氣膜的工況參數(shù)如表1 所示, 液體射流的工況參數(shù)如表2 所示, 設(shè)置6 組不同的液體射流噴注速度.在橫向射流的研究中常采用的無量綱參數(shù)為動(dòng)量通量比q = ρ1v12/(ρ2v22), 但其不能體現(xiàn)氣膜的厚度, 因此本文采用局部動(dòng)量比[22](local momentum ratio, LMR)表示氣體與液體的相對(duì)動(dòng)量大小.局部動(dòng)量比定義為液體射流的動(dòng)量比上等效寬度氣膜的動(dòng)量, 公式為

2.5 計(jì)算結(jié)果驗(yàn)證

實(shí)驗(yàn)拍攝LMR = 1.52 的背景光圖像如圖5(b)所示, 液體射流在氣膜的作用下彎曲變形, 射流表面產(chǎn)生不穩(wěn)定波動(dòng), 隨著不穩(wěn)定波的增長(zhǎng), 液體射流破碎斷裂.圖5(c)中紅色部分為仿真結(jié)果的輪廓線, 可以看出仿真結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果符合得較好,并且仿真捕獲到了破碎后的液滴等細(xì)節(jié), 說明仿真方法可行.不穩(wěn)定波波長(zhǎng)的對(duì)比如圖5(d)所示, 實(shí)驗(yàn)與仿真結(jié)果吻合得較好, 在射流臨界破碎處的不穩(wěn)定波長(zhǎng)λ 誤差最大, 實(shí)驗(yàn)為4.6D, 仿真為4.2D,誤差為8.7%.

表1 氣膜工況參數(shù)Table 1.Parameters of gas film.

表2 液體射流工況參數(shù)Table 2.Parameters of liquid jets.

3 結(jié)果分析

3.1 液體橫向射流的破碎過程

圖5 (a) 仿真結(jié)果; (b) 實(shí)驗(yàn)結(jié)果; (c) 破碎圖像對(duì)比; (d)不穩(wěn)定波長(zhǎng)對(duì)比Fig.5.(a) Simulation; (b) experiment; (c)comparison of breakup process; (d) comparison of unstable wavelength.

液體射流從圓孔噴出后與橫向吹來的氣膜相互作用, 在氣膜氣動(dòng)力的作用下, 射流逐漸彎曲變形, 伴隨著氣液界面不穩(wěn)定波的產(chǎn)生和發(fā)展, 液體射流向下游發(fā)展破碎成液絲及液滴.圖6(a), (b)分別是射流中心對(duì)稱面的壓力云圖及速度云圖, 從圖中可以清晰地看到液體射流表面的不穩(wěn)定波動(dòng).氣膜在射流近壁面受阻減速, 在射流前方形成局部高壓區(qū), 同時(shí)氣膜繞過射流后發(fā)生流動(dòng)分離, 射流后方存在低壓區(qū), 由此形成了一個(gè)垂直射流流向的氣動(dòng)力, 產(chǎn)生了一個(gè)與液體射流相界面垂直的加速度, 法向速度梯度導(dǎo)致R-T 不穩(wěn)定性產(chǎn)生[18,19],R-T 不穩(wěn)定性導(dǎo)致液體射流表面出現(xiàn)不穩(wěn)定波.這種存在于射流表面的不穩(wěn)定波動(dòng)通常稱作表面波[28], 表面波隨著射流流向發(fā)展, 振幅及波長(zhǎng)不斷增長(zhǎng), 液體射流被拉細(xì)變薄, 直到其表面張力無法抵抗氣體作用力, 然后破碎, 破碎后的液體與連續(xù)射流脫離, 形成液絲帶.

圖6 (a) 壓力云圖; (b) 速度云圖Fig.6.(a) Contour of pressure; (b) contour of velocity.

參考文獻(xiàn)[39]中對(duì)橫向射流的研究, 液體射流在氣膜中的破碎過程主要體現(xiàn)出柱狀破碎及表面破碎兩種破碎模式.不穩(wěn)定波引起射流柱的破碎被稱為柱狀破碎, 不穩(wěn)定波引起的液滴、液絲剝離破碎被稱為表面破碎.沿射流方向的不穩(wěn)定波發(fā)展過程及柱狀破碎過程如圖7 所示.在t0時(shí)刻R-T 不穩(wěn)定波從近壁面的高壓區(qū)附近產(chǎn)生; 經(jīng)過0.12 ms后不穩(wěn)定波的振幅及波長(zhǎng)均增大; 經(jīng)過0.24 ms 后不穩(wěn)定波達(dá)到臨界破碎的波長(zhǎng), 不穩(wěn)定波的波谷已經(jīng)發(fā)生了部分的破碎, 同時(shí)新的R-T 不穩(wěn)定波又生成了; 經(jīng)過0.36 ms 后不穩(wěn)定波的波谷處已經(jīng)完全與連續(xù)射流斷裂開, 破碎后的液絲呈帶狀分布.不穩(wěn)定波破碎的位置總是發(fā)生在波谷, 與劉楠[18]及徐勝利[17]的研究結(jié)論一致.不穩(wěn)定波波谷破碎的原理將在后面進(jìn)行分析.

將射流近壁面區(qū)放大如圖8 所示, 射流根部存在一段明顯未變形的圓柱段高約為0.2D.氣膜的滯止點(diǎn)在圓柱段的上方, 高速的氣流在此滯止,形成局部高壓區(qū), 然后分為兩路, 一路沿著射流表面流動(dòng), 一路在射流根部前端回流形成漩渦, 同樣在射流根部的背風(fēng)面也能看到漩渦, 如圖8(b)所示.圓柱段內(nèi)未見到液滴從射流上剝落, 壁面附近氣體速度較低, 氣液作用力較小, 未能使液滴剝離.圓柱段以外能清晰看見液滴從射流表面剝離.并隨著氣流的繞流, 部分剝離的液滴向壁面附近輸運(yùn).類似于橫向射流中觀察到的拉絲現(xiàn)象[40].

圖7 R-T 不穩(wěn)定波的發(fā)展過程 (a) t0; (b) t0 + 0.12 ms;(c) t0 + 0.24 ms; (d) t0 + 0.36 msFig.7.The development of unsteady wave: (a) t0; (b) t0 +0.12 ms; (c) t0 + 0.24 ms; (d) t0 + 0.36 ms.

圖8 (a)射流近壁面的流線圖; (b) 射流近壁面的速度矢量圖Fig.8.(a) Streamline diagram of jet near the wall; (b) velocity vector diagram of jet near the wall.

前面提到R-T 表面波的破碎總是發(fā)生在波谷,這與氣膜的流動(dòng)特性有關(guān).從前面的分析中得出射流的迎風(fēng)面壓強(qiáng)高, 而背風(fēng)面壓強(qiáng)低的結(jié)論, 氣體總是有趨于從壓強(qiáng)高的地方流向壓強(qiáng)低的地方的動(dòng)力.當(dāng)表面波發(fā)展到一定程度, 射流變薄變成液膜, 表面波波谷處的液膜維持其形狀的表面張力不足以克服氣流從高壓區(qū)流向低壓區(qū)的趨勢(shì), 則氣流將會(huì)穿透液膜, 表面波波谷處發(fā)生破碎.氣流穿透表面波波谷的仿真如圖9(a), 在實(shí)驗(yàn)中拍攝到了同樣的表面波波谷破碎圖像如圖9(b).

圖9 氣流穿透射流表面波波谷 (a)仿真; (b)實(shí)驗(yàn)Fig.9.The gas penetrate the trough of surface wave: (a) Simulation; (b) experiment.

柱狀破碎是液體射流在氣膜中破碎的主要模式, 除了柱狀破碎外, 液體射流的另外一種破碎模式—表面破碎發(fā)生于整個(gè)液體射流的彎曲變形階段.氣膜與射流之間的切向速度梯度是產(chǎn)生K-H 不穩(wěn)定性的主要原因.射流中心對(duì)稱面的高速氣流沿射流表面偏轉(zhuǎn)后, 仍然與低速的液體射流之間存在較大的速度梯度, 如圖10(a)所示.沿液體射流流向的速度梯度導(dǎo)致K-H 不穩(wěn)定波動(dòng)的產(chǎn)生, K-H 表面波在射流表面發(fā)展, 導(dǎo)致射流表面產(chǎn)生層狀的褶皺, 隨著表面凸起的褶皺變薄, 變薄的液膜破碎為液絲, 液絲破碎為液滴, 如圖10(b)所示.可以看出K-H 表面波的尺度相對(duì)于R-T 表面波的尺度更小, 在兩者的共同作用下連續(xù)的液體射流逐漸破碎為液滴.

除了氣體沿射流流向偏轉(zhuǎn)產(chǎn)生的切向速度梯度外, 氣體從射流表面繞流同樣會(huì)產(chǎn)生切向速度梯度, 導(dǎo)致沿展向的K-H 不穩(wěn)定波產(chǎn)生.射流的橫截面變形過程如圖11 所示, 在徑向距離為0.2D 上射流的截面仍然保持圓形, 表明該區(qū)域內(nèi)射流受到的氣液作用力小, 不足以使射流截面發(fā)生變形.到0.5D 位置, 受氣液剪切的作用, 射流沿展向兩側(cè)變形, 射流表面有液膜凸起, 并伴隨著液滴的剝離.到1.0D 的位置, 射流表面凸起的液膜被拉長(zhǎng), 射流沿展向的破碎加劇, 同時(shí)可以沿展向的表面波已經(jīng)在射流橫截面中產(chǎn)生.從速度矢量圖12 中可以看出, 橫截面上氣體與射流之間存在切向速度梯度, 導(dǎo)致K-H 表面波產(chǎn)生, 射流橫截面的輪廓線出現(xiàn)了突起褶皺, 同時(shí)射流背風(fēng)面存在兩個(gè)方向相反的漩渦, 漩渦的存在使得凸起的液膜加速剝離射流表面.當(dāng)射流的運(yùn)動(dòng)距離沿徑向到2.0D, 射流的橫截面形狀變?yōu)樵卵佬? 表面不穩(wěn)定波清晰可見, 與文獻(xiàn)[39]中的研究相似.徑向位置到3D 時(shí)射流橫截面形狀已經(jīng)完全變成了液膜, 表面波的振幅顯著增大, 液體射流即將沿展向破碎.

圖10 射流迎風(fēng)面的液滴剝離Fig.10.Droplet striped from the windward surface of the jet.

圖11 射流橫截面變形過程Fig.11.Deformation process of jet cross section.

圖12 射流橫截面(Y = 1.0D)的速度矢量圖Fig.12.Velocity vector diagram of jet cross section (Y = 1.0D).

液體射流與氣膜相互作用的流場(chǎng)流線如圖13所示.從圖中可以看出, 氣膜遇射流的阻礙后一部分偏轉(zhuǎn)方向, 沿射流流向運(yùn)動(dòng); 一部分在射流表面發(fā)生三維繞流, 在射流背風(fēng)面形成復(fù)雜流動(dòng)渦.射流表面波發(fā)展到臨界破碎波長(zhǎng)后, 沿液體射流流向運(yùn)動(dòng)的氣體穿透表面波波谷, 匯合入氣膜主流中.高速運(yùn)動(dòng)的氣膜帶動(dòng)靜止的周圍環(huán)境氣體, 在射流上方形成大的回流區(qū).氣膜繞過射流后在后方形成了一對(duì)反轉(zhuǎn)漩渦對(duì), 其中靠近壁面的反轉(zhuǎn)渦對(duì)比較小, 與文獻(xiàn)[41]中橫向射流的計(jì)算結(jié)果相似, 其原理都是氣流經(jīng)過射流表面后復(fù)雜的三維繞流造成的.

液體射流在氣膜中的破碎過程可以總結(jié)為圖14所示的示意圖.液體射流從徑向孔噴出后, 在氣動(dòng)力的作用下, 射流開始彎曲變形.伴隨著強(qiáng)烈的氣液剪切, K-H 表面波產(chǎn)生, 表面破碎開始發(fā)生, 液絲及液滴從射流表面剝離.導(dǎo)致柱狀破碎的R-T表面波也開始產(chǎn)生, R-T 表面波隨射流流向發(fā)展,振幅和波長(zhǎng)變大, 整個(gè)過程伴隨著表面破碎的不斷發(fā)生.液絲液滴的剝離及表面波振幅變大使得液柱變薄變細(xì), 維持液體形態(tài)的表面張力無法克服氣動(dòng)力的作用, 最終在R-T 表面波波谷處發(fā)生柱狀破碎.柱狀破碎后產(chǎn)生的液絲, 在往下游的發(fā)展過程中逐漸破碎為液滴.

圖14 液體射流破碎過程示意圖Fig.14.Schematic diagram of liquid jet breaking process.

3.2 局部動(dòng)量比LMR 對(duì)破碎過程的影響

研究表明, 局部動(dòng)量比對(duì)徑向孔型針?biāo)▏娮⑵鞯膰婌F分布具有重要影響[42], 其定義見(1)式.所以本文通過改變局部動(dòng)量比的方式研究工況參數(shù)對(duì)液體射流在氣膜中破碎過程的影響.不同LMR下的液體射流破碎形態(tài)如圖15 所示, 可以看出,隨著局部動(dòng)量比的改變, 射流的破碎形態(tài)顯著變化.射流的連續(xù)段長(zhǎng)度及射流的傾斜程度隨著局部動(dòng)量比的增大而增大.LMR 較低時(shí), 射流的破碎發(fā)生在壁面附近, 部分破碎的液絲及液滴跟隨氣膜的繞流向壁面輸運(yùn), 射流表面的R-T 表面波還未完全成形, 射流就已經(jīng)完全破碎成液絲及液滴, 如圖15(a)所示, 此時(shí)主導(dǎo)射流破碎的是K-H 不穩(wěn)定性.隨著LMR 增大, R-T 不穩(wěn)定性逐漸占據(jù)主導(dǎo)地位, R-T 表面波隨射流流向發(fā)展, 直到氣流穿透表面波波谷, 射流發(fā)生柱狀破碎, 如圖15(b)和圖15(c)所示.隨著LMR 進(jìn)一步增大, 射流表面的R-T 表面波增多, 由于破碎位置更遠(yuǎn), 射流表面能夠同時(shí)存在更多的表面波; LMR 增大后, 液體射流相對(duì)氣膜的動(dòng)量增大, 盡管氣流已經(jīng)穿透射流表面波波谷, 射流柱仍然未完全破碎, 如圖15(e)和圖15(f)所示.

將未破碎的最大R-T 表面波波長(zhǎng)定義為λ,計(jì)算方法如圖16 中插圖所示.在LMR = 0.38 時(shí)λ 約為1.7D; 隨著LMR 增大, λ 呈線性增大, 當(dāng)LMR = 0.74 時(shí), λ 約4.3D; 當(dāng)LMR 繼續(xù)增大時(shí)λ 趨于不變.λ 隨LMR 變化規(guī)律的本質(zhì)原因還是氣液的相互作用.LMR 較低時(shí), R-T 表面波產(chǎn)生后不久射流就在K-H 不穩(wěn)定性的主導(dǎo)下破碎, 因此λ 值較低.隨著LMR 增大, R-T 不穩(wěn)定性的影響逐漸在增強(qiáng), K-H 不穩(wěn)定性的影響逐漸減弱, 因此λ 值逐漸增大.當(dāng)LMR 大于0.74 后, 射流的破碎完全由R-T 不穩(wěn)定性主導(dǎo), 因此λ 值趨于不變.射流近壁面區(qū)的壓力云圖如圖17 所示, 可以看出LMR = 0.38 時(shí)射流前方的高壓區(qū)面積最小, 而LMR 增大射流前方的高壓區(qū)面積也增大, 表明射流前后壓力差產(chǎn)生的法向加速度是R-T 不穩(wěn)定性的來源, 因此LMR = 0.38 時(shí)R-T 不穩(wěn)定性的影響較弱.

圖15 不同LMR 下的射流破碎過程 (a) LMR = 0.38; (b) LMR = 0.55; (c) LMR = 0.74; (d) LMR = 0.97; (e) LMR = 1.23;(f) LMR = 1.52Fig.15.Breakup process of liquid jet under different LMR: (a) LMR = 0.38; (b) LMR = 0.55; (c) LMR = 0.74; (d) LMR = 0.97;(e) LMR = 1.23; (f) LMR = 1.52.

圖16 不穩(wěn)定波波長(zhǎng)隨LMR 變化Fig.16.Unsteady wavelength vs.LMR.

氣膜與液體射流的相互作用是影響射流破碎過程的重要因素.氣膜的跡線如圖18 所示, 氣膜的跡線代表氣膜在一定時(shí)刻下的作用范圍, 當(dāng)LMR 小于0.55 時(shí), 液體射流幾乎被氣膜包圍, 液體射流的變形及破碎位置均發(fā)生在氣膜作用范圍內(nèi), 隨著表面波的發(fā)展, 氣膜穿透表面波波谷, 部分液絲逃離氣膜作用范圍.當(dāng)LMR 增大至0.74及0.97 時(shí), 可以看到更多的液絲逃離氣膜作用范圍, 并且液體射流的破碎位置發(fā)生在氣膜作用的邊緣; 逃離出氣膜的液絲受的氣動(dòng)力減弱, 使其能夠保持液絲形態(tài)運(yùn)動(dòng)更遠(yuǎn)的距離.當(dāng)LMR 繼續(xù)增大, 液體射流的破碎位置遠(yuǎn)離氣膜作用范圍, 氣膜受到射流的阻礙后, 部分氣體沿射流表面運(yùn)動(dòng), 但很快經(jīng)過繞流回到氣膜主流區(qū).

破碎長(zhǎng)度是射流破碎的重要特征參數(shù), 將X 方向(流向)及Y 方向(徑向)的破碎長(zhǎng)度分別定義為流向破碎長(zhǎng)度Lx和徑向破碎長(zhǎng)度Ly, 計(jì)算方法如圖19(a)中插圖所示, 取射流中心對(duì)稱面上的相分?jǐn)?shù)分布圖判斷射流發(fā)生柱狀破碎的位置, 當(dāng)對(duì)稱面上的射流不連續(xù)時(shí), 認(rèn)為柱狀破碎已經(jīng)發(fā)生, 斷裂點(diǎn)即為破碎位置, 破碎位置與射流噴孔中心之間的距離為破碎長(zhǎng)度[43].圖19(a)顯示了破碎長(zhǎng)度隨時(shí)間的變化趨勢(shì), Lx和Ly均保持在一定偏差范圍內(nèi)變化, 計(jì)算該段時(shí)間內(nèi)的Lx和Ly的平均破碎長(zhǎng)度, 可得破碎長(zhǎng)度隨LMR 的變化趨勢(shì)如圖19(b)所示.LMR 越大, 射流相對(duì)氣膜的動(dòng)量越高, 射流越難破碎, 破碎位置也越遠(yuǎn).Lx和Ly均隨LMR 的增大而增大, 但Ly增加的速率更快, 原因是LMR 越大射流也變得越傾斜, 如圖15 所示,使得Ly占的分量增加.

圖17 射流近壁面的壓力云圖 (a) LMR = 0.38; (b) LMR = 0.55; (c) LMR = 0.74Fig.17.Pressure contour of jet near the wall: (a) LMR = 0.38; (b) LMR = 0.55; (c) LMR = 0.74.

圖18 氣膜跡線圖 (a) LMR = 0.38; (b) LMR = 0.55; (c) LMR = 0.74; (d) LMR = 0.97; (e) LMR = 1.23; (f) LMR = 1.52Fig.18.Streamline of gas film: (a) LMR = 0.38; (b) LMR = 0.55; (c) LMR = 0.74; (d) LMR = 0.97; (e) LMR = 1.23; (f) LMR = 1.52.

圖19 (a) 破碎長(zhǎng)度隨時(shí)間變化(LMR = 1.23); (b) 破碎長(zhǎng)度隨LMR 變化Fig.19.(a) Breakup length with flow time (LMR = 1.23); (b) breakup length with different LMR.

圖20 (a) 穿透深度隨LMR 變化; (b) 展向擴(kuò)張角隨LMR 變化Fig.20.(a) Penetration depth vs.LMR; (b) spray spread angle vs.LMR.

穿透深度和展向擴(kuò)張角是體現(xiàn)射流破碎分布范圍的重要參數(shù).穿透深度的提取方法如圖20(a)中插圖所示, 將不同時(shí)刻的射流破碎圖像疊加在一起, 最外側(cè)的輪廓線定義為穿透深度.從圖20(a)中可以看出, LMR 是影響射流穿透深度的主要因素, 射流穿透深度隨LMR 的增大而增大.在相同來流條件下, LMR 越大意味著液體射流的噴注速度越大, 更能抵抗氣動(dòng)力導(dǎo)致的射流彎曲變形, 因此具有更大的穿透深度.特別地當(dāng)LMR 從0.55 增大到0.74 時(shí), 穿透深度顯著增大, 從前面的分析知道, 當(dāng)LMR 等于0.74 時(shí)液體射流已經(jīng)穿透氣膜的作用范圍, 射流穿透氣膜后受到的氣動(dòng)力顯著減小, 因此穿透深度顯著增大.

展向擴(kuò)張角的定義如圖20(b)中插圖所示, 在俯視圖上射流展向邊界漸近線的夾角θ 為展向擴(kuò)張角, 從圖中可以看出LMR 對(duì)射流展向擴(kuò)展角影響不大.液體射流的展向變形及破碎主要受氣膜與射流之間的氣液剪切力影響, 本文中不同LMR 下氣膜的速度相同, 而射流的在展向的投影速度較低可以忽略不計(jì), 從而不同LMR 之間展向的氣液剪切力差別不大, 故展向擴(kuò)張角沒有明顯變化.

4 結(jié) 論

本文通過VOF TO DPM 方法結(jié)合自適應(yīng)網(wǎng)格對(duì)相界面加密, 對(duì)液體射流在氣膜中的一次破碎過程進(jìn)行了仿真研究, 采用高速攝影捕捉到了射流一次破碎的背景光圖像, 闡述了液體射流在氣膜中的破碎過程, 分析了射流表面波的產(chǎn)生及發(fā)展過程.分析了局部動(dòng)量比變化對(duì)射流破碎過程的影響.具體得到以下結(jié)論.

1)液體射流在氣膜中主要存在兩種破碎過程:柱狀破碎和表面破碎.R-T 不穩(wěn)定性產(chǎn)生的射流表面波, 導(dǎo)致了射流的柱狀破碎; K-H 不穩(wěn)定性產(chǎn)生的射流表面波, 導(dǎo)致了射流的表面破碎.

2)液體射流前方的高壓區(qū)產(chǎn)生的法向速度梯度是R-T 不穩(wěn)定性產(chǎn)生的主要原因, 氣流穿透表面波的波谷導(dǎo)致射流柱破碎, 破碎后的液絲沿流向逐漸發(fā)展呈帶狀分布.

3)氣流繞過射流表面產(chǎn)生的切向速度梯度是K-H 不穩(wěn)定性產(chǎn)生的主要原因, K-H 不穩(wěn)定性導(dǎo)致流向和展向表面波的產(chǎn)生, 分別導(dǎo)致沿流向的液滴剝離和沿展向的液滴剝離.

4)局部動(dòng)量比對(duì)液體射流的破碎過程具有重要影響: 當(dāng)局部動(dòng)量比較低時(shí), 液體射流的破碎由K-H 不穩(wěn)定性主導(dǎo); 隨著局部動(dòng)量比的增大, 液體射流的破碎逐漸由R-T 不穩(wěn)定性主導(dǎo).

5)局部動(dòng)量比是液體射流破碎長(zhǎng)度及穿透深度的主要影響因素.液體射流的破碎長(zhǎng)度及穿透深度均隨局部動(dòng)量比的增大而增大, 當(dāng)液體射流穿透氣膜后穿透深度顯著增加.