郭宇翔，劉蔭澤，董威，雷桂林，朱劍鋆

(上海交通大學(xué)機(jī)械與動力工程學(xué)院，上海200240)

大水滴撞擊壁面的動態(tài)特性數(shù)值模擬

郭宇翔，劉蔭澤，董威*，雷桂林，朱劍鋆

(上海交通大學(xué)機(jī)械與動力工程學(xué)院，上海200240)

采用VOF方法建立了大水滴撞擊壁面的計(jì)算模型，模擬了大水滴以不同直徑、不同速度撞擊光滑壁面的動態(tài)撞擊過程和撞擊特性。計(jì)算結(jié)果表明:在大韋伯?dāng)?shù)情況下，水滴撞擊光滑壁面會在鋪展過程中發(fā)生邊緣水滴飛濺;在水滴撞擊壁面的收縮階段，隨著水滴直徑的減小和水滴速度的提高，會發(fā)生液膜緩慢收縮、邊緣液環(huán)和液膜分離、中心處部分液膜和邊緣液膜分離、液膜完全破裂等不同結(jié)果;當(dāng)水滴直徑和撞擊速度增大時(shí)，同一時(shí)刻水滴的鋪展半徑、最大鋪展半徑、最大鋪展系數(shù)增大;水滴在壁面上達(dá)到最大鋪展系數(shù)所用的無量綱時(shí)間隨水滴直徑增大而增大，同一直徑水滴不同初始速度下達(dá)到最大鋪展系數(shù)所用的無量綱時(shí)間變化較小。

大水滴;數(shù)值模擬;VOF方法;撞擊特性;水膜

0 引言

飛機(jī)及發(fā)動機(jī)結(jié)冰是危及飛行安全的嚴(yán)重問題，與結(jié)冰有關(guān)的飛行事故每年都有發(fā)生。當(dāng)飛機(jī)穿越含有過冷水滴的云層時(shí)，過冷水滴撞擊到飛機(jī)機(jī)翼以及發(fā)動機(jī)的進(jìn)氣部件表面，極易發(fā)生凍結(jié)。飛機(jī)及發(fā)動機(jī)部件結(jié)冰會改變部件的氣動性能，對飛機(jī)造成極大的安全隱患。融化的冰如果被發(fā)動機(jī)吸入，會導(dǎo)致發(fā)動機(jī)葉片的機(jī)械損傷，引起發(fā)動機(jī)熄火停車，造成致命后果。

飛機(jī)結(jié)冰和防冰過程涉及了復(fù)雜的多相流動換熱過程，其撞擊水滴凍結(jié)過程的數(shù)學(xué)模型至今仍不完善。有關(guān)飛機(jī)結(jié)冰和防冰過程中大水滴撞擊、水膜的流動與換熱、結(jié)冰引起的表面粗糙度對流動換熱的影響等研究工作在近年來得到了研究人員的廣泛關(guān)注［1-6］。過冷水滴撞擊特性是飛機(jī)結(jié)冰和防冰分析的基礎(chǔ)。通常，直徑小于50μm的過冷水滴不考慮其在運(yùn)動及撞擊過程中的變形，在撞擊機(jī)翼表面后不發(fā)生飛濺脫離現(xiàn)象。對于小水滴在機(jī)翼表面的撞擊可以較為準(zhǔn)確地采用拉格朗日方法和歐拉方法做出預(yù)測［7-8］。而直徑大于50μm的過冷水滴通常稱為過冷大水滴(Supercooled Large Droplets，SLD)。大水滴在撞擊飛機(jī)迎風(fēng)表面后，會發(fā)生飛濺、反彈、二次撞擊等多種情況。大水滴的破碎和飛濺會使得撞擊水滴的直徑和部件表面的水收集系數(shù)發(fā)生變化，從而影響部件表面生成的冰型。對于飛機(jī)結(jié)冰分析中大水滴的撞擊特性，目前主要還是采用實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)總結(jié)的經(jīng)驗(yàn)?zāi)Ｐ瓦M(jìn)行計(jì)算分析［9-10］。由于SLD撞擊特性的復(fù)雜性，目前還沒有一個(gè)經(jīng)驗(yàn)?zāi)Ｐ驮诟鞣N結(jié)冰條件下都可以給出滿意的撞擊特性預(yù)測結(jié)果。因而對SLD撞擊過程的機(jī)理研究還是非常迫切且必要的。

高速攝像技術(shù)的出現(xiàn)為大液滴撞擊表面的實(shí)驗(yàn)研究提供了強(qiáng)有力的支持。近年來許多研究人員利用高速攝像技術(shù)和液滴生成裝置研究了液滴撞擊形態(tài)的變化。Thoroddsen等［11］、Yarin等［12］通過實(shí)驗(yàn)方法拍攝了液滴撞擊壁面后的鋪展、快速濺射、冠狀濺射、收縮濺射、部分回彈、完全反彈等多種結(jié)果。Rioboo等［13］著重研究了壁面浸潤性及表面張力對液滴撞擊壁面鋪展的影響。Pan等［14］研究了不同屬性的液滴撞擊不同粗糙度的固體表面的飛濺情況，通過高速攝像裝置拍攝了大韋伯?dāng)?shù)(We數(shù))液滴撞擊壁面發(fā)生放射狀飛濺和日冕皇冠狀飛濺，發(fā)現(xiàn)當(dāng)韋伯?dāng)?shù)足夠大時(shí)即使在光滑壁面上也能發(fā)生液滴飛濺。Tsai等［15］實(shí)驗(yàn)研究了微納米超疏水表面對液滴撞擊的影響。液滴撞擊的實(shí)驗(yàn)研究也具有很大的局限性，通過高速攝像只能得到不同時(shí)刻的液滴撞擊的形態(tài)圖片，液滴撞擊過程中的速度分布、壓力分布、換熱情況等均不能測出。同時(shí)由于高速液滴撞擊實(shí)驗(yàn)條件實(shí)現(xiàn)困難，目前大量進(jìn)行的液滴撞擊試驗(yàn)的初始速度一般小于40m/s。

理論研究方面，Naber和Reitz［16］在類比射流噴射的基礎(chǔ)上考慮了液滴破裂、液滴碰撞、液滴融合以及空氣渦流，提出了著名的N-R模型，認(rèn)為韋伯?dāng)?shù)決定了液滴碰壁后形態(tài)變化。Rioboo等［17］定義了液滴撞擊壁面后的幾種不同狀態(tài):沉積、回彈、部分回彈、迅速飛濺、冠狀飛濺、收縮破裂。Cossali等［18-19］、Pan和Law［20］、Pan等［21］通過大量實(shí)驗(yàn)及數(shù)據(jù)分析確定了液滴撞擊濕表面不同形態(tài)結(jié)果的臨界韋伯?dāng)?shù)。數(shù)值模擬方面，Gunjal等［22］使用VOF(Volume of Fluid)方法模擬了液滴撞擊壁面的過程，并通過實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證了VOF模型模擬液滴撞擊壁面結(jié)果的可行性。Kim等［23］使用VOF模型數(shù)值模擬了不同速度、流變參數(shù)、表面張力條件下的液滴撞擊壁面，結(jié)果表明液滴的鋪展形態(tài)取決于雷諾數(shù)和韋伯?dāng)?shù)，液滴的收縮形態(tài)決定于毛細(xì)數(shù)、Bingham-Capillary數(shù)，并預(yù)測了液滴撞擊壁面的最大鋪展半徑。Bussmann等［24］使用三維模型研究了液滴撞擊不對稱表面過程中的動態(tài)壁面接觸角的影響，在模擬液滴撞擊傾斜壁面時(shí)使用了實(shí)驗(yàn)測得的液滴鋪展動態(tài)壁面接觸角作為壁面邊界條件，與實(shí)驗(yàn)結(jié)果較為符合，并在此基礎(chǔ)上提出了一種新的給定動態(tài)接觸角的方法。梁超［25］使用三維模型和VOF方法研究了液滴低速撞擊等溫壁面過程中的壁面接觸角、液滴初始速度、表面張力系數(shù)、液滴動力粘度等的影響及液滴撞擊熱壁面的換熱特性，此外還使用二維軸對稱模型模擬了不同液滴初始速度、表面張力系數(shù)、液滴動力粘度、初始液膜厚度等條件下的液滴撞擊液膜過程。賈小娟［26］使用三維模型完成了雙液滴垂直及斜向撞擊液膜的數(shù)值研究。Burtnett［27］使用二維軸對稱模型模擬了50 μm液滴撞擊微結(jié)構(gòu)表面，對于干表面和滲透表面得到了不同的液滴撞擊結(jié)果。Tan等［28］采用大水滴破碎、飛濺、反彈模型進(jìn)行了結(jié)冰翼型表面的水滴撞擊特性計(jì)算，并與試驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行了對比驗(yàn)證。

針對飛機(jī)結(jié)冰所涉及的SLD直徑范圍內(nèi)的水滴高速撞擊壁面和液膜的研究較少。本文借助VOF方法開展了大水滴撞擊壁面過程的動態(tài)數(shù)值模擬研究，分析了大水滴撞擊過程中形態(tài)變化、飛濺現(xiàn)象以及撞擊特性，數(shù)值模擬結(jié)果加深了對飛機(jī)表面過冷大水滴撞擊過程物理機(jī)理的理解。

1 計(jì)算模型

1.1 計(jì)算模型

結(jié)冰云層中SLD直徑分布大致在50 μm到500μm的范圍內(nèi)。大水滴撞擊飛機(jī)表面后會發(fā)生飛濺、反彈、二次撞擊、鋪展-收縮-振蕩等多種情況。當(dāng)飛機(jī)表面聚集的水滴足夠多時(shí)，水滴會在飛機(jī)表面形成一層液膜，隨后還會發(fā)生大水滴撞擊薄液膜的情況。

數(shù)值模擬中采用二維軸對稱模型，計(jì)算區(qū)域?yàn)榫匦螀^(qū)域，中間為對稱軸，底面為壁面邊界條件。對于大水滴高速撞擊壁面的數(shù)值模擬，為了能夠細(xì)致地計(jì)算出水滴的形態(tài)變化，要求計(jì)算區(qū)域的網(wǎng)格足夠密集，使用二維軸對稱模型能有效地減小網(wǎng)格數(shù)量，縮短計(jì)算時(shí)間。水滴撞擊表面的幾何模型如圖1所示。

圖1 水滴撞擊壁面的幾何模型Fig.1 Geometric model of drop let im pingement

在數(shù)值模擬中采用的二維軸對稱模型，考慮了一些流體流動過程中的三維效應(yīng)，能在一定程度上代替三維網(wǎng)格。在水滴低速撞擊的很多文獻(xiàn)中均使用二維軸對稱模型模擬三維的液滴撞擊壁面和液滴撞擊液膜。相對于三維模型，二維軸對稱模型認(rèn)為流動過程中只存在沿徑向的梯度，沿周向均勻分布，因此二維軸對稱模型不能夠完整捕捉液滴撞擊壁面過程中出現(xiàn)的沿周向不均勻、不連續(xù)的現(xiàn)象。但使用二維軸對稱網(wǎng)格模擬液滴撞擊壁面，計(jì)算得到的液滴的鋪展系數(shù)、液膜厚度等數(shù)據(jù)可信度高，同時(shí)能夠捕捉到液滴鋪展和收縮過程中的二次液滴飛濺、液膜斷裂等現(xiàn)象。

1.2 VOF模型

大水滴高速撞擊壁面的數(shù)值模擬，是一種水-空氣的兩相流動分析。數(shù)值追蹤兩相流界面的方法包括Level-Set方法、粒子標(biāo)記方法、VOF方法等。其中VOF方法相對于其他的界面追蹤方法模型簡單，追蹤界面精確，能夠考慮界面融合和分離現(xiàn)象［29］。

Hirt和Nichols［30］提出的VOF方法，計(jì)算中通過引入流體體積分?jǐn)?shù)α來標(biāo)記界面兩邊不同相的流體，動態(tài)追蹤不同相的區(qū)域，采用界面重構(gòu)技術(shù)來確定相界面。若假設(shè)計(jì)算域中共有n相流體，對于任意計(jì)算網(wǎng)格的第k相流體來說，其體積分?jǐn)?shù)可能存在如下三種情況，即:

如果αk等于0，說明在這個(gè)網(wǎng)格內(nèi)不含有第k相流體;如果等于1則說明在這個(gè)網(wǎng)格內(nèi)只存在第k相流體;而如果αk處于0和1之間，表明這個(gè)網(wǎng)格內(nèi)部同時(shí)存在多相流體。由于VOF模型假定多相流體不能混合，可以認(rèn)為該網(wǎng)格處于多相流體界面或流體界面附近。根據(jù)體積分?jǐn)?shù)的定義，在同一個(gè)網(wǎng)格內(nèi)部，各相流體的體積分?jǐn)?shù)和應(yīng)該為1，即:

VOF方法在每一個(gè)網(wǎng)格內(nèi)采用體平均來計(jì)算流動方程并通過流體體積分?jǐn)?shù)捕捉相的界面，圖2為 VOF界面追蹤示意圖。

圖2 VOF界面追蹤示意圖Fig.2 Interface tracking diagram of VOF method

在本文討論范圍內(nèi)，所涉及的流體相只包含空氣相和水滴相兩相，在每個(gè)計(jì)算網(wǎng)格中，第k相(k=1，2)的連續(xù)性方程可表示如下:

在VOF模型中，認(rèn)為在相同位置處的不同相流體具有同樣的速度，因此對于空氣相和水滴相采用同一套動量方程進(jìn)行求解:

其中，P為壓力，F(xiàn)SF為由表面張力引起的動量源項(xiàng)。式(4)中的物性參數(shù)ρ和μ采用體積加權(quán)平均法獲得:

1.3 表面張力模型

表面張力采用連續(xù)表面張力CSF(Continue Surface Force)模型，CSF模型將VOF計(jì)算中附加的表面張力處理為動量方程的源項(xiàng)。相界面兩側(cè)的內(nèi)外壓差等于表面曲率和與表面張力系數(shù)之積:

式中，p1和p2分別為界面兩側(cè)的流體壓力，R1和R2為兩個(gè)主曲率半徑。

在水滴撞擊的過程中表面張力以及壁面浸潤性起著重要作用，正是由于表面張力的存在，水滴在撞擊壁面達(dá)到最大鋪展直徑后會發(fā)生收縮反彈、收縮振蕩或者液膜在表面張力作用下拉裂等現(xiàn)象。由于水滴撞擊過程中的動態(tài)接觸角難以測得，數(shù)值模擬中使用靜態(tài)接觸角代替動態(tài)接觸角。

水滴撞擊壁面是一個(gè)瞬態(tài)不可壓縮過程，數(shù)值模擬采用PISO算法。時(shí)間步長和空間步長的選取對于水滴撞擊特性的數(shù)值模擬非常重要，合適的空間步長和時(shí)間步長能夠用較少的時(shí)間得到精確的結(jié)果?？臻g步長的選取通過網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證來確定。時(shí)間步長通過克朗數(shù)確定:

其中:d t為時(shí)間步長;d x為空間步長;Cr可以理解為內(nèi)擴(kuò)散相在單位時(shí)間內(nèi)前進(jìn)的距離與空間步長的比值，這里Cr取為0.25確定初始時(shí)間步長。

2 計(jì)算方法模型驗(yàn)證

結(jié)冰云層過冷大水滴直徑為幾十到幾百微米，水滴撞擊速度很大，要保證計(jì)算過程中合適的Cr，需要的網(wǎng)格步長很小。如果選擇的網(wǎng)格較小，雖然能夠更精確、細(xì)致地計(jì)算出大水滴撞擊壁面后的形態(tài)變化，但是整個(gè)網(wǎng)格的數(shù)量將急劇增大，同時(shí)需要設(shè)定較小的時(shí)間步長，這樣整個(gè)模擬的時(shí)間將大大增長;如果選擇的網(wǎng)格步長過大，則不能精確地計(jì)算水滴撞擊壁面后的形態(tài)變化，計(jì)算結(jié)果偏差較大，相的界面不清晰。

大水滴高速撞擊的試驗(yàn)數(shù)據(jù)很少，因此這里以水滴速度較低的試驗(yàn)數(shù)據(jù)進(jìn)行了計(jì)算方法的驗(yàn)證。選取試驗(yàn)條件水滴直徑2.6mm，水滴初始速度0.5m/s，壁面接觸角為160°作為對比算例。圖3為不同網(wǎng)格尺度下不同時(shí)刻水滴撞擊壁面后的相圖。圖4為撞擊區(qū)域網(wǎng)格尺度分別為0.02 mm、0.01 mm、0.0075 mm條件下水滴在壁面上的鋪展系數(shù)(d/D)隨無量綱時(shí)間(t·v/D)的變化曲線，其中d為水滴的鋪展直徑，D為水滴的初始直徑。通過對比發(fā)現(xiàn)，相同時(shí)刻0.01 mm與0.0075 mm網(wǎng)格的水相形態(tài)和水滴鋪展系數(shù)基本相同，而與0.02mm網(wǎng)格步長下的水滴形態(tài)差異相對較大。在本算例中，0.01mm是一個(gè)合適的網(wǎng)格步長，既能保證計(jì)算結(jié)果的精度，也能保證計(jì)算的速度，后面的模擬計(jì)算以此網(wǎng)格尺度所對應(yīng)的無量綱網(wǎng)格尺度作為網(wǎng)格劃分的參考依據(jù)。

圖3 0.02mm、0.01mm、0.0075mm網(wǎng)格下的相圖(時(shí)間間隔為1m s)Fig.3 Comparison of droplet phase at grids of 0.02mm，0.01mm，and 0.0075mm(Δt=1ms)

圖4 0.02mm、0.01mm、0.0075mm網(wǎng)格步長下的鋪展系數(shù)變化曲線Fig.4 Spread coefficient curves at grids of 0.02mm，0.01mm，and 0.0075mm

圖5為數(shù)值模擬得到的相同時(shí)刻水滴撞擊壁面后的相圖與文獻(xiàn)［31］相同時(shí)刻實(shí)驗(yàn)拍攝圖片的對比圖。通過對比發(fā)現(xiàn)，數(shù)值模擬得到的結(jié)果與文獻(xiàn)中實(shí)驗(yàn)得到的結(jié)果基本相同，驗(yàn)證了本文計(jì)算方法的可靠性。

圖5 水滴以0.5m/s速度撞擊接觸角為160°壁面的計(jì)算結(jié)果與文獻(xiàn)中實(shí)驗(yàn)結(jié)果的對比圖Fig.5 Numerical simulation results compared w ith experimental results when a droplet impacts on surface at the velocity of 0.5m/s

3 計(jì)算結(jié)果及分析

數(shù)值模擬中大水滴直徑D選取500μm、300μm、100 μm和50 μm，水滴初始速度v0選取30 m/s、40m/s、50m/s、60m/s、70m/s。以鋁合金材料表面模擬飛機(jī)部件表面，壁面接觸角為75°。

3.1 大水滴直徑對撞擊特性的影響

研究在高速情況下不同直徑的水滴撞擊壁面特性時(shí)，保持水滴的初始速度為60m/s。觀察不同直徑下水滴撞擊壁面后的形態(tài)變化，分析水滴撞擊壁面后的鋪展系數(shù)及鋪展時(shí)間。

以250網(wǎng)格/直徑的網(wǎng)格模擬500 μm水滴撞擊壁面的動態(tài)過程，確定了水滴的最大鋪展半徑大約為2mm，因此取模型計(jì)算區(qū)域?yàn)? mm×3 mm的對稱區(qū)域。由于使用該網(wǎng)格步長/直徑模擬時(shí)，鋪展液膜最薄處僅有2層網(wǎng)格的厚度。為了更精確地反映高速水滴撞擊壁面過程，對計(jì)算區(qū)域近壁面處進(jìn)行了局部加密處理，使用400網(wǎng)格/直徑并采用漸密網(wǎng)格。貼近壁面的第一層網(wǎng)格高為0.1 μm，網(wǎng)格高度方向尺度增長率為1.01。

圖6為水滴以不同直徑撞擊壁面的鋪展半徑隨時(shí)間變化曲線。圖7為水滴以不同直徑撞擊壁面的鋪展系數(shù)隨無量綱時(shí)間變化曲線。圖8為水滴直徑與最大鋪展半徑及最大鋪展系數(shù)關(guān)系曲線。圖9為水滴直徑與達(dá)到最大鋪展對應(yīng)時(shí)間的關(guān)系曲線。分析圖6～圖9可以看出:大水滴高速撞擊壁面時(shí)，隨著大水滴直徑的增大，同一時(shí)刻水滴的鋪展半徑和鋪展系數(shù)都增大，水滴達(dá)到最大鋪展對應(yīng)的時(shí)間增大，對應(yīng)的無量綱時(shí)間增大。

圖6 高速水滴以不同直徑撞擊壁面的鋪展半徑隨時(shí)間變化曲線Fig.6 Spreading radius curves of high velocity drop let im pacting on surface at different tim e

圖7 不同直徑撞擊壁面的鋪展系數(shù)隨無量綱時(shí)間變化曲線Fig.7 Spreading coefficient curves of drop let im pacting on surface at different dimension less time

圖8 水滴直徑與最大鋪展半徑及最大鋪展系數(shù)關(guān)系曲線Fig.8 Maximum spreading radius curve and maximum spreading coefficient curve varied w ith droplet diameters

圖9 水滴直徑與達(dá)到最大鋪展對應(yīng)時(shí)間關(guān)系曲線Fig.9 Time-diameter curve and dimensionless time-diameter curve when the drop let reaches the maximum spreading radius

數(shù)值計(jì)算分析發(fā)現(xiàn):大水滴以高速撞擊壁面時(shí)，水滴在壁面上的鋪展系數(shù)較大，中心液膜的厚度極薄，一般小于10μm;水滴直徑小于300μm時(shí)，液膜的收縮階段會發(fā)生液膜破裂;隨著水滴直徑的增大，在最大鋪展時(shí)刻對應(yīng)的液膜厚度增大，水滴鋪展階段伴隨有部分水滴飛濺，飛濺的水滴直徑小于50 μm。當(dāng)水滴初始直徑為500μm時(shí)，水滴在壁面上快速鋪展，在鋪展過程中有發(fā)生飛濺現(xiàn)象。由于撞擊的初始速度高，水滴鋪展系數(shù)大，達(dá)到最大鋪展系數(shù)時(shí)刻液膜的厚度只有7 μm。在表面張力的作用下，整個(gè)薄液膜逐漸收縮，但在收縮階段并沒有發(fā)生液膜拉斷的情況。隨著水滴初始直徑的縮小，水滴撞擊鋪展后的液膜厚度逐漸減小。在直徑為300 μm條件下，鋪展過程伴隨飛濺現(xiàn)象，由于達(dá)到最大鋪展系數(shù)時(shí)刻液膜較薄，在表面張力的作用下，收縮階段發(fā)生中心液膜拉斷現(xiàn)象;由于被拉斷的中心液膜面積較小，表面張力的回復(fù)作用不明顯，水滴形態(tài)變化所儲存的能量較少，表面張力在液膜收縮為中心小水滴過程中做功較少，中心液膜收縮形成的中心水滴具備的動能較低，中心水滴沒有脫離壁面發(fā)生反彈，而是在壁面上不斷振蕩。在水滴直徑為100 μm和50 μm條件下，由于鋪展的液膜厚度太薄，表面張力的作用更加劇烈，整個(gè)液膜被拉斷為多個(gè)部分，同時(shí)在表面張力的強(qiáng)烈收縮作用下，破裂液膜收縮形成的水滴伴隨有飛濺和反彈脫離壁面的情況。由上述分析可知，在水滴撞擊壁面達(dá)到最大鋪展后，水滴的形態(tài)變化達(dá)到最大，同時(shí)水滴的表面張力達(dá)到最大，薄液膜開始收縮。如果水滴鋪展形成的液膜厚度達(dá)到臨界值，在較大的表面張力作用下，液膜會被拉斷形成外圍的液環(huán)和中心的液膜;在極端情況下，整個(gè)液膜會形成多個(gè)外層液環(huán)甚至整個(gè)液膜被完全拉斷為不規(guī)則的多個(gè)部分(完全破碎)。表1給出了不同直徑大水滴撞擊壁面的液膜厚度及飛濺、破裂情況。

表1 不同直徑大水滴撞擊壁面的液膜厚度及飛濺、破裂情況Table 1 Film thickness、splashing and rupture of the impact of the large water drop lets w ith different diameters

3.2 大水滴速度對撞擊特性的影響

研究大水滴以不同速度撞擊壁面的特性時(shí)，保持水滴的直徑為300 μm，大水滴以初始速度分別為30 m/s、40m/s、50m/s、60m/s、70m/s。觀察不同初始速度的大水滴撞擊壁面后的形態(tài)變化，分析不同時(shí)刻水滴的鋪展半徑及飛濺現(xiàn)象。

圖10為不同速度下大水滴撞擊壁面后的局部放大相圖。圖11為不同速度的大水滴撞擊壁面后的鋪展半徑隨時(shí)間的變化曲線。圖12為不同速度的大水滴撞擊壁面后的鋪展系數(shù)隨無量綱時(shí)間的變化曲線。圖13為大水滴撞擊速度與最大鋪展半徑及最大鋪展系數(shù)關(guān)系曲線，圖14為大水滴撞擊速度與達(dá)到最大鋪展時(shí)間和達(dá)到最大鋪展對應(yīng)無量綱時(shí)間的關(guān)系曲線。從圖11～圖14可以看出:大水滴高速撞擊壁面時(shí)，隨著大水滴初始撞擊速度的增大，同一時(shí)刻水滴的鋪展半徑和鋪展系數(shù)同時(shí)增大，水滴的最大鋪展半徑也增大，水滴達(dá)到最大鋪展對應(yīng)的時(shí)間縮小，盡管水滴達(dá)到最大鋪展對應(yīng)的無量綱時(shí)間相差不大，但達(dá)到最大鋪展時(shí)刻對應(yīng)的液膜厚度減小。

圖10 不同速度下大水滴撞擊壁面后的局部放大相圖Fig.10 Enlarged pictures of droplet impacting on surface at different velocities

圖11 不同速度的大水滴撞擊壁面后的鋪展半徑隨時(shí)間的變化曲線Fig.11 Spreading radius curves of d rop let impacting on surface at different velocities

圖12 不同速度水滴撞擊壁面的鋪展系數(shù)隨無量綱時(shí)間的變化曲線Fig.12 Spreading coefficient curves of drop let impacting on surface at different velocities

圖13 大水滴撞擊速度與最大鋪展半徑及最大鋪展系數(shù)關(guān)系曲線Fig.13 M aximum spreading radius and maximum spreading coefficient varied w ith droplet velocities

圖14 大水滴達(dá)到最大鋪展半徑時(shí)對應(yīng)的時(shí)間及無量綱時(shí)間Fig.14 Tim e-velocity curve and dim ension less time-velocity curve when the im pacting droplet reaches the maximum spreading radius

表2給出了不同速度的大水滴撞擊壁面后的液膜厚度及飛濺情況。初始速度為30 m/s的水滴具備的能量相對較低，撞擊壁面形成的液膜鋪展半徑較小，在液膜收縮階段不發(fā)生液膜斷裂;初始速度為40 m/s和50m/s的水滴具備的能量較高，液膜的鋪展半徑更大同時(shí)更不穩(wěn)定，在液膜的收縮階段，邊緣液環(huán)與中心薄液膜連接處斷裂，初始速度為50 m/s的初始水滴形成的液膜更是斷裂為三部分;初始速度為60m/s和70m/s的水滴能量更高，在薄液膜的中心部位發(fā)生了液膜斷裂情況，中心液膜斷裂并聚集為一個(gè)小水滴不斷振蕩。這是因?yàn)?在表面張力的作用下，水滴撞擊壁面的收縮階段，水滴形成的液膜有向液膜中心收攏的趨勢。由于液膜邊緣處表面張力的作用最為強(qiáng)烈，液膜邊緣部分的水相率先向內(nèi)運(yùn)動，而液膜中心部位的水相運(yùn)動趨勢不明顯，中心部位的液膜厚度基本不發(fā)生變化。邊緣液膜運(yùn)動的結(jié)果是液膜的鋪展半徑變小，同時(shí)在液膜邊緣處水相堆積形成凸?fàn)钜涵h(huán)。

表2 不同速度的大水滴撞擊壁面后的液膜厚度及飛濺情況Tab le 2 Thickness of the liquid film and the sp lash of the large water drop lets impinging on surface at different speeds

4 結(jié)論

使用VOF方法數(shù)值模擬了直徑50～500 μm范圍內(nèi)的大水滴以高速撞擊壁面的撞擊特性。通過改變大水滴的直徑和大水滴的初始速度，計(jì)算分析了不同條件下大水滴形態(tài)變化、撞擊結(jié)果以及鋪展系數(shù)的變化。

1)直徑50～500 μm的大水滴以高速撞擊壁面時(shí)，水滴在壁面上的最大鋪展系數(shù)較大，達(dá)到最大鋪展后的液膜厚度界于1～10μm之間。由于液膜的厚度很薄，在表面張力的作用下，可能發(fā)生液膜被拉斷的行為。

2)隨著水滴直徑以及撞擊速度的增大，水滴的鋪展速度、最大鋪展半徑、最大鋪展系數(shù)均增大。水滴直徑增大時(shí)，水滴達(dá)到最大鋪展所用的時(shí)間變長，所用的無量綱時(shí)間呈微弱增大趨勢;同一直徑水滴初始速度增大時(shí)，水滴達(dá)到最大鋪展所用的時(shí)間減少，所用的無量綱時(shí)間變化相對較小。

3)低速情況下水滴撞擊光滑壁面不易發(fā)生飛濺現(xiàn)象，但在水滴高速撞擊光滑壁面的大韋伯?dāng)?shù)情況下，數(shù)值模擬發(fā)現(xiàn)了明顯的飛濺現(xiàn)象。

致謝:數(shù)值計(jì)算分析過程中得到了上海交通大學(xué)機(jī)械與動力工程學(xué)院工程熱物理研究所陳勇老師的支持和幫助，這里對其幫助表示感謝。

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Numerical investigation on dynam ic characteristics of large drop let im pacting on surface

Guo Yuxiang，Liu Yinze，Dong Wei*，Lei Guilin，Zhu Jianjun
(School of Mechanical Engineering，Shanghai Jiao Tong University，Shanghai 200240，China)

Dynamic characteristics of large droplet impacting on surface at high velocities were simulated using Volume Of Fluid method(VOF).Droplet splashing was found at the spreading phase of the droplet impacting the surface at a high velocity.At the contraction phase，the phenomenon of the slow contraction，the water ring separating with the central water film，the water central film breaking into two parts and full breaking up will appear with the diameter of the droplet decreasing and the velocity of the droplet increasing.The maximum spreading diameter and the maximum spreading coefficient increase with the increasing of the droplet diameter and the droplet velocity.The dimensionless time of reaching the maximum spreading diameter increases slightly with the diameter increasing.The variation of the dimensionless time of reaching the maximum spreading diameter is small at different velocities for the same diameter droplet.

large water droplet;numerical simulation;VOF method;water droplet impingement;water film

V211.3

A

10.7638/kqdlxxb-2015.0220

0258-1825(2016)05-0573-08

2015-12-21;

2016-07-26

國家自然科學(xué)基金(11272212，11572195);國家重點(diǎn)基礎(chǔ)研究發(fā)展計(jì)劃(2015CB755800)

郭宇翔(1993-)，男，湖北襄陽人，碩士研究生，研究方向:飛機(jī)及發(fā)動機(jī)結(jié)冰與防冰.E-mail:guoyuxiang@sjtu.edu.cn

董威*(1970-)，男，教授，博士生導(dǎo)師，研究方向:飛機(jī)及發(fā)動機(jī)結(jié)冰與防冰.E-mail:wdong@sjtu.edu.cn

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