汪朝暉 胡亞男 饒長健 鄧曉剛

1.武漢科技大學(xué)機(jī)械自動(dòng)化學(xué)院，武漢，4300812.重慶科技學(xué)院機(jī)械與動(dòng)力工程學(xué)院，重慶，401331

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自激振蕩脈沖噴嘴空化效應(yīng)及其射流形態(tài)的數(shù)值分析

汪朝暉1胡亞男1饒長健1鄧曉剛2

1.武漢科技大學(xué)機(jī)械自動(dòng)化學(xué)院，武漢，4300812.重慶科技學(xué)院機(jī)械與動(dòng)力工程學(xué)院，重慶，401331

基于自激振蕩脈沖噴嘴空化效應(yīng)和多相流模型，建立了自激振蕩脈沖射流空化模型。依據(jù)自激振蕩腔室結(jié)構(gòu)及其幾何參數(shù)建立了腔室軸對(duì)稱物理模型，計(jì)算得到了振蕩周期100 ms內(nèi)自激振蕩脈沖射流的空化泡破碎、腔室內(nèi)兩相分布、湍動(dòng)能分布和速度分布等結(jié)果。研究表明：在1.02～2.37 ms時(shí)，空化泡半徑減小，氣泡開始徑向運(yùn)動(dòng)形成泡面加速射流;在2.69～4.67 ms時(shí)，空化泡面壓力達(dá)到極限破碎值時(shí)氣泡開始破碎；在自激振蕩周期前25 ms，主射流與空氣接觸邊界面形成較強(qiáng)湍動(dòng)能，自激振蕩腔室中心漩渦區(qū)逐漸變大，外流場連續(xù)射流被割斷成多股狀射流，射流在噴射軸線附近速度達(dá)到并穩(wěn)定在30～40 m/s；在振蕩周期的40～90 ms，腔室內(nèi)中心空化氣囊形成并開始阻擋主射流運(yùn)動(dòng)，噴嘴出口流道出現(xiàn)大面積空化區(qū)域，湍動(dòng)能最大區(qū)域集中在下噴嘴出口下游；在振蕩后期，隨著主射流與空氣相互作用及射流貫穿距離增加，主射流速度逐漸趨于穩(wěn)定且擴(kuò)散作用減弱。

自激振蕩脈沖噴嘴；空化效應(yīng)；射流形態(tài)；空化泡；霧化

0 引言

空化是液流系統(tǒng)中由于局部壓力低于臨界值而誘發(fā)液體內(nèi)部空泡的產(chǎn)生、發(fā)展和潰滅的過程，高速射流在進(jìn)入狹窄的噴嘴內(nèi)部時(shí)往往伴隨著復(fù)雜的湍流運(yùn)動(dòng)和介質(zhì)密度的變化，極易形成空化[1-2]。研究表明：當(dāng)空化泡破碎時(shí)，泡面微射流瞬間可達(dá)到高速、高壓和高溫的狀態(tài)。當(dāng)噴嘴內(nèi)部出現(xiàn)空化現(xiàn)象時(shí)，有效利用其空化特性可使流體霧化效果顯著增強(qiáng);但由于實(shí)驗(yàn)中無法清楚地觀察空化射流形成及其噴霧形態(tài)，尤其是對(duì)空化射流的噴射流體結(jié)構(gòu)和外部流場分布研究仍然存在盲區(qū)，因此利用數(shù)值計(jì)算手段研究空化效應(yīng)及其射流形態(tài)具有重要意義。

空化效應(yīng)的形成機(jī)理極其復(fù)雜，空化泡的產(chǎn)生、潰滅以及射流不穩(wěn)定性是影響空化射流形態(tài)的重要因素。SUH等[3]將噴油嘴簡化成擴(kuò)大的透明二維矩形空殼結(jié)構(gòu)，研究噴孔在不同幾何結(jié)構(gòu)下空穴流動(dòng)對(duì)噴霧的影響，以及空穴的發(fā)展過程，探究了空化泡對(duì)空化射流霧化的影響。ALEHOSSEIN等[4]和QIN等[5]通過求解Rayleigh-Plesset方程模擬了空化射流中空化泡的生成、潰滅的變化過程，得出空化泡影響空化射流形成的結(jié)論。姚立明等[6]為研究空化噴嘴產(chǎn)生的空泡射流在不同深度環(huán)境下的影響因素，研究了不同環(huán)境下空泡的差異，并總結(jié)了空泡內(nèi)氣相體積分?jǐn)?shù)和速度的變化規(guī)律。CHEN等[7]利用數(shù)值模擬手段，證實(shí)了空化射流對(duì)鋼鐵腐蝕的主要原因在于空化泡潰滅時(shí)產(chǎn)生的高強(qiáng)度沖擊波和瞬間的高溫。劉琦等[8]分析了噴孔內(nèi)部氣液兩相流場的三維流態(tài)以及空化流動(dòng)特性，發(fā)現(xiàn)隨著噴孔直徑增大，燃油高速區(qū)域擴(kuò)大，空化效應(yīng)增強(qiáng)。

目前空化射流形態(tài)研究主要關(guān)注空化模型及其算法的改進(jìn)。XIE等[9]建立了一種簡化虛擬流體模型模擬空化射流中氣泡的爆炸現(xiàn)象，而用另外等熵單流體空化模型描述和捕捉非定常的空化射流形態(tài)，在模擬空化射流沖擊自由壁面中得到較好的計(jì)算結(jié)果。WANG等[10]結(jié)合拉格朗日計(jì)算方法和歐拉計(jì)算方法的優(yōu)點(diǎn)，提出了混合計(jì)算模型，對(duì)變化劇烈的空化區(qū)域使用歐拉模型進(jìn)行計(jì)算，而對(duì)于相對(duì)穩(wěn)定的剛性壁面等位置通過拉格朗日網(wǎng)格進(jìn)行計(jì)算，提高了空化模型模擬精度。曾宇杰等[11]利用兩相流的數(shù)值計(jì)算模擬血液的兩相流動(dòng)，得到血管壁面壓力、壁面剪切應(yīng)力、血液流速等血流動(dòng)力學(xué)參數(shù)，彌補(bǔ)了單相流模型的不足。王維軍等[12]采用改進(jìn)后的空化模型和湍流模型，對(duì)離心泵內(nèi)部空化流動(dòng)進(jìn)行分析，提出了空化初生的判定準(zhǔn)則，系統(tǒng)劃定了離心泵的空化區(qū)域。上述計(jì)算表明：有效的空化模型及其改進(jìn)算法有助于空化射流的數(shù)值模擬研究。

根據(jù)Helmholtz空腔模型而設(shè)計(jì)的自激振蕩腔室能夠產(chǎn)生較強(qiáng)的脈沖射流，其脈沖作用由封閉的振蕩腔內(nèi)上噴嘴出口處形成的自由剪切射流與下噴嘴碰撞壁反饋產(chǎn)生的壓力擾動(dòng)波相互作用形成[13-15]。本文基于自激振蕩脈沖噴嘴空化效應(yīng)和多相流模型，建立自激振蕩脈沖射流空化模型和腔室軸對(duì)稱物理模型，計(jì)算得到自激振蕩脈沖射流空化泡破碎、腔室內(nèi)兩相分布、湍動(dòng)能分布和速度分布等結(jié)果。

1 數(shù)學(xué)模型

1.1 控制方程

自激振蕩脈沖射流空化效應(yīng)產(chǎn)生機(jī)理如圖1所示。高速射流中的離散渦在自激振蕩腔室內(nèi)的剪切層中被選擇性放大，形成大尺度渦旋結(jié)構(gòu)，進(jìn)而形成沿腔室軸線對(duì)稱分布的空化氣囊。該氣囊對(duì)噴嘴入口來流產(chǎn)生周期性的能量聚集與釋放，使連續(xù)射流轉(zhuǎn)變?yōu)槊}沖射流，并使射流具有壓力波動(dòng)和一定的空化效應(yīng)；同時(shí)，自激振蕩腔室內(nèi)存在著的大尺度漩渦以及脈沖壓力振蕩效應(yīng)，將導(dǎo)致自激振蕩腔室內(nèi)漩渦空化和振蕩空化的形成，從而加強(qiáng)噴嘴的空化效果。為研究空化效應(yīng)下的自激振蕩脈沖射流形態(tài)，對(duì)空化泡破碎、自激振蕩脈沖腔室內(nèi)場及外場進(jìn)行數(shù)值分析。由于計(jì)算模型中空化泡破碎涉及空化泡、液體和空氣兩相作用，噴嘴內(nèi)流場計(jì)算涉及空化現(xiàn)象，噴嘴外流場計(jì)算則涉及空氣和射流的相互作用，故整個(gè)射流形態(tài)計(jì)算模型采用多相流模型同空化模型進(jìn)行計(jì)算。

圖1 自激振蕩脈沖空化效應(yīng)Fig.1 The cavitation effect of self-excited oscillation pulse

根據(jù)多相流計(jì)算模型，建立混合相的連續(xù)性方程和動(dòng)量方程[16]：

(1)

(2)

式中，t為時(shí)間；u為速度；σ為表面張力系數(shù)；ρ為混合密度；k為界面曲率；p為壓力；τ為黏性切應(yīng)力；n為指向表面S的法向單位矢量；δ(x)為Dirac函數(shù)。

各相的體積分?jǐn)?shù)滿足

(?αi/?t)+(uαi)=0i=l,g,v

(3)

αl+αg+αv=1

(4)

ρ=αlρl+αgρg+αvρv

(5)

μ=αlμl+αgμg+αvμv

(6)

式中，αi為體積分?jǐn)?shù)；αl為液相體積分?jǐn)?shù)；αg為蒸汽相體積分?jǐn)?shù)；αv為空氣相體積分?jǐn)?shù);ρl為液相密度；ρg為蒸汽相密度；ρv為空氣相密度;μ為混合相黏度；μl為液相黏度；μg為蒸汽相黏度；μv為空氣相黏度。

式(2)中的界面曲率k可根據(jù)所求解的液相體積分?jǐn)?shù)αl估算，即

k=(αl/|αl|)

(7)

1.2 空化模型

射流空化形成涉及相變傳質(zhì)過程，質(zhì)量傳輸是建立空化模型所要考慮的關(guān)鍵問題?？栈瘋髻|(zhì)模型建立并不是獨(dú)立的，空化模型將作為平衡方程的一部分用來描述蒸汽的產(chǎn)生與破碎。當(dāng)流場內(nèi)部壓力低于飽和蒸汽壓時(shí)產(chǎn)生蒸汽，平衡方程的其他部分解決流動(dòng)和射流問題。本文采用Zwart-Gerber-Belamri空化傳質(zhì)模型[17]，模型假設(shè)液體中所有的氣泡具有相同的初始尺寸，采用單位體積內(nèi)氣泡的數(shù)目計(jì)算傳質(zhì)效率：

(8)

式中，n為單位體積內(nèi)氣泡數(shù)目；RB為氣泡直徑；pv為氣泡內(nèi)壓力。

忽略Rayleigh-Plesset方程中的二階導(dǎo)數(shù)項(xiàng)、黏性項(xiàng)以及表面張力項(xiàng)可得

(9)

式中，pB為氣泡內(nèi)的壓力；pf為非凝結(jié)氣體的部分壓力。

將式(9)代入式(8)，可得由體積分?jǐn)?shù)表示的傳質(zhì)效率

(10)

最終氣泡蒸發(fā)與凝結(jié)的傳質(zhì)效率表達(dá)形式為

(11)

(12)

式中，αnuc為氣核體積分?jǐn)?shù)；Ce為蒸發(fā)常數(shù)相；Cc為凝結(jié)常數(shù)相。

2 物理模型

2.1 腔室結(jié)構(gòu)及計(jì)算參數(shù)

基于自激振蕩脈沖效應(yīng)的噴嘴腔室?guī)缀文Ｐ腿鐖D2所示。噴嘴結(jié)構(gòu)及其主要計(jì)算參數(shù)為[1,18]：上噴嘴入口流道長度l1=30 mm；下噴嘴出口流道長度l2=30 mm；上噴嘴入口流道直徑d1=8 mm；下噴嘴出口流道直徑d2=15 mm；自激振蕩脈沖腔室直徑D=100 mm；自激振蕩脈沖腔室長度L=60 mm；下噴嘴碰撞壁夾角α=120°。

圖2 自激振蕩脈沖腔室結(jié)構(gòu)Fig.2 The chamber structure of self-oscillating pulse

由于需要考慮外流場空氣對(duì)射流的影響，故噴嘴外部構(gòu)造的軸對(duì)稱計(jì)算域幾何模型如圖3所示。計(jì)算過程中發(fā)現(xiàn)：當(dāng)外流場設(shè)置的空氣域模型是噴嘴腔室直徑的3倍之后，繼續(xù)增大計(jì)算區(qū)域，計(jì)算的結(jié)果基本不發(fā)生變化；同時(shí)，計(jì)算區(qū)域增大，計(jì)算量也會(huì)增大，也沒有實(shí)際計(jì)算意義。由此設(shè)置外流場計(jì)算域幾何模型的空氣域尺寸為噴嘴腔室直徑的3倍。

圖3 外流場計(jì)算域幾何模型Fig.3 The geometry model and computational domain of the outflow field

2.2 有限元求解

本文采用GAMBIT軟件對(duì)計(jì)算區(qū)域進(jìn)行網(wǎng)格劃分，并使用FLUENT軟件對(duì)網(wǎng)格計(jì)算域進(jìn)行求解。由于自激振蕩腔室結(jié)構(gòu)尺寸與外部空氣域相差懸殊，故本文在劃分網(wǎng)格時(shí)首先采用線網(wǎng)格劃分，然后再進(jìn)行面網(wǎng)格劃分，這樣可以保證自激振蕩腔室內(nèi)部以及靠近噴嘴出口處的網(wǎng)格密度較大，而遠(yuǎn)離該區(qū)域的網(wǎng)格密度較小。網(wǎng)格劃分及計(jì)算區(qū)域邊界條件如圖4所示，其中入口1為液體壓力入口，參數(shù)設(shè)置為1 101 325 Pa；入口2為空氣壓力入口，參數(shù)設(shè)置為101 325 Pa；壓力出口參數(shù)設(shè)置為101 325 Pa。

圖4 網(wǎng)格劃分及計(jì)算區(qū)域邊界條件Fig.4 The gird division and the boundary condition of computational domain

在計(jì)算過程中，對(duì)流體流動(dòng)狀態(tài)及相關(guān)計(jì)算模型進(jìn)行如下設(shè)置：液體介質(zhì)選用常溫狀態(tài)下的水，密度為1000 kg/m3，動(dòng)力黏度為10-3N·s/m；氣體介質(zhì)選用常溫狀態(tài)下的空氣，密度為1.225 kg/m3，動(dòng)力黏度為1.79×10-5N·s/m；液體飽和蒸汽壓設(shè)置為3540 Pa；流體流動(dòng)狀態(tài)采用層流模型；計(jì)算過程采用瞬態(tài)模型；湍流模型選用可實(shí)現(xiàn)的k-ε模型。

3 計(jì)算結(jié)果與分析

3.1 空化泡破碎

由于自激振蕩脈沖噴嘴出口空化區(qū)域內(nèi)的壓力較外界大氣壓力小，因此空化泡由噴嘴出口進(jìn)入大氣環(huán)境時(shí)，空化泡外壁壓力增大，在空化泡內(nèi)部，相同溫度條件下的飽和蒸汽壓力和氣體組分壓力保持恒定。隨著自激振蕩脈沖射流空化泡半徑的不斷增大，對(duì)于某一確定初始半徑的空化泡，存在著最大空化泡極限破碎半徑，當(dāng)空化泡半徑達(dá)到極限值時(shí)空化泡破碎。單個(gè)空化泡在自由液面附近的破碎過程如圖5所示?？梢钥闯?，在1.02～2.37 ms時(shí)，空化泡開始潰滅，其半徑開始急速減小，空化氣囊開始徑向運(yùn)動(dòng)，并且液體被帶動(dòng)向內(nèi)擠壓，形成一個(gè)泡面的加速射流。在2.69～4.67 ms時(shí)，空化氣囊加速徑向運(yùn)動(dòng)，擠壓射流的壓力開始急速增大，當(dāng)擠壓壓力達(dá)到空化泡極限破碎值時(shí)，空化泡從泡面最上端開始破碎，并且液體從空化泡面噴射。由于空化泡潰滅伴隨著能量釋放，因此在空化泡破碎過程中液體的湍動(dòng)能增大?？栈轁鐚?duì)自由液面附近的液體產(chǎn)生了破碎效果，因而當(dāng)空化射流中出現(xiàn)大面積的空化泡潰滅時(shí)，噴射射流將會(huì)出現(xiàn)更加明顯的霧化效果。

(a)0.1 ms (b)1.02 ms

(c)2.37 ms (d)2.69 ms

(e)3.49 ms (f)4.67 ms圖5 單個(gè)空化泡在自由液面附近的破碎過程Fig.5 The broken process of the single cavitation bubble near the free liquid surface

3.2 兩相分布

根據(jù)伯努利方程計(jì)算得到噴嘴入口射流流速為44.76 m/s，據(jù)此計(jì)算得到的自激振蕩脈沖腔室頻率大約為11 Hz，因此本文的自激振蕩脈沖腔室振蕩周期為100 ms。下面分析在此一個(gè)振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的兩相分布。振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的液態(tài)水相、蒸汽相和空氣相分布如圖6所示。

(a)1 ms (b)5 ms (c)7.5 ms (d)10 ms (e)25 ms

(f)40 ms (g)55 ms (h)90 ms (i)100 ms 圖6 振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的兩相分布Fig.6 The two-phase distribution at the different moments in the oscillation period

由圖6可看出，1～10 ms為自激振蕩腔室內(nèi)空化氣囊的形成和生長過程?？栈畛醭霈F(xiàn)在腔室內(nèi)的分離區(qū)，伴隨著射流逐漸向下噴嘴運(yùn)動(dòng)，分離區(qū)內(nèi)的空化泡也隨之運(yùn)動(dòng)并不斷生長。當(dāng)空化泡到達(dá)下噴嘴碰撞壁后，受阻的空化泡開始沿碰撞壁壁面反向運(yùn)動(dòng)。在25 ms時(shí)，空化泡反向運(yùn)動(dòng)停止，在該位置空化泡持續(xù)生長，此時(shí)的射流未被阻斷，液相體積分?jǐn)?shù)在出流管道內(nèi)達(dá)到最大。到40 ms時(shí)，空化氣囊與主射流相互作用，這種作用在腔室內(nèi)表現(xiàn)為氣液相的混合，在腔室外表現(xiàn)為射流形態(tài)的改變。在40～100 ms階段可以看到，外流場的主射流逐漸變窄，兩側(cè)的液相體積分?jǐn)?shù)開始減小并逐漸趨近于0。主射流逐漸被截?cái)?，空化泡與下噴嘴碰撞壁碰撞后開始反方向運(yùn)動(dòng)直至腔室固定位置后停止運(yùn)動(dòng)，空化泡達(dá)到體積最大值。此時(shí)，主射流被中心空化氣囊所阻擋，形成了射流間斷，此過程持續(xù)至空化射流振蕩周期結(jié)束。此階段，出流管道內(nèi)的液相體積分?jǐn)?shù)變化最為復(fù)雜，它既有空氣的卷吸效應(yīng)，又有空化氣囊在管道內(nèi)的破碎。可以看出：腔室內(nèi)空化氣囊對(duì)射流形態(tài)產(chǎn)生的影響主要表現(xiàn)在噴霧形態(tài)的變化,主射流液柱與空氣交界面出現(xiàn)不規(guī)則鋸齒狀，造成連續(xù)射流被割斷成多股狀射流，加劇了空化射流的擾動(dòng)和不穩(wěn)定性，進(jìn)而促進(jìn)射流霧化的產(chǎn)生。

3.3 湍動(dòng)能分布

一個(gè)振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的湍動(dòng)能分布如圖7所示。在5 ms時(shí)，腔室內(nèi)部空化氣囊在靠近下噴嘴位置，由于空化氣囊與下噴嘴碰撞壁發(fā)生了相互作用，因而在該區(qū)域出現(xiàn)較強(qiáng)的湍動(dòng)能,主射流剛進(jìn)入外流場時(shí)引起了空氣場擾動(dòng)，所以即使在射流未穿透區(qū)域也依然可以看到比較強(qiáng)烈的湍動(dòng)能；在10 ms時(shí)，同樣可以看到，在腔室內(nèi)由于空化氣囊逐漸向兩側(cè)壁面移動(dòng)并在邊角區(qū)域內(nèi)與壁面相互作用,使得該區(qū)域內(nèi)的湍動(dòng)能有所增強(qiáng),在外流場中，主射流與空氣相互作用，在其接觸的邊界面形成較強(qiáng)湍動(dòng)能，這說明該區(qū)域內(nèi)空氣與液柱發(fā)生了較為強(qiáng)烈的動(dòng)量交換；在25 ms時(shí)，主射流已經(jīng)完全貫穿外流場，完整的射流形態(tài)形成，此時(shí)，在主射流與空氣交界面上的湍動(dòng)能繼續(xù)增強(qiáng)，更有利于較好射流霧化效果的形成；在40 ms時(shí)，中心空化氣囊已經(jīng)完全形成并開始阻擋主射流運(yùn)動(dòng)，由于氣囊未與腔室壁面發(fā)生相互作用，所以腔室內(nèi)空化區(qū)域的湍動(dòng)能較弱，同時(shí)由于主射流被阻擋，噴嘴靠近出口處的湍動(dòng)能較強(qiáng)，而外流場湍動(dòng)能開始逐漸減弱，即說明在該時(shí)刻霧化效果較強(qiáng)的區(qū)域集中在噴嘴出口附近；在90 ms時(shí)，腔室內(nèi)空化氣囊很大程度上阻擋了主射流運(yùn)動(dòng)，同時(shí)自激振蕩噴嘴出口流道內(nèi)也開始出現(xiàn)了大面積的空化區(qū)域，湍動(dòng)能最強(qiáng)區(qū)域集中在下噴嘴出口下游，此時(shí)相應(yīng)的霧化效果也在該區(qū)域內(nèi)最強(qiáng)。

(a)5 ms (b)10 ms

(c)25 ms (d)40 ms

(e)60 ms (f)90 ms 圖7 振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的湍動(dòng)能分布Fig.7 The turbulent kinetic energy distribution at the different time in the oscillation period

3.4 速度分布

一個(gè)振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的內(nèi)流場速度分布如圖8所示。1 ms 時(shí)，在自激振蕩腔室的分離區(qū)形成渦結(jié)構(gòu)，空化最先出現(xiàn)在漩渦中心位置，這是由于漩渦中心出現(xiàn)了低壓區(qū)，一方面低壓區(qū)內(nèi)壓力達(dá)到飽和蒸汽壓時(shí)部分液體汽化，另一方面低壓區(qū)的出現(xiàn)使得溶解于水體中的部分氣體釋放。在10～55 ms時(shí)，腔室中心漩渦區(qū)開始逐漸變大，直至將近布滿整個(gè)半腔室；同時(shí)，由于腔室壁面進(jìn)行了重構(gòu)，故腔室四周邊角區(qū)域不再出現(xiàn)次生渦。

(a)1 ms (b)10 ms

(c)25 ms (d)55 ms圖8 振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的內(nèi)流場速度分布Fig.8 The velocity distribution of the internal flow field at the different moments in the oscillation period

當(dāng)射流由噴嘴內(nèi)部進(jìn)入空氣時(shí)，由于高壓水射流與外界大氣相對(duì)速度較大，故兩者的速度大小和方向不同造成了氣液相的相互作用。一個(gè)振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的外流場速度分布如圖9所示。在10 ms時(shí)，射流剛進(jìn)入大氣環(huán)境，該階段內(nèi)的氣液相相互作用最為明顯。高速運(yùn)動(dòng)的液柱帶動(dòng)處于靜止?fàn)顟B(tài)的氣體，氣體流線開始偏向主射流區(qū)，這一階段內(nèi)的液柱形狀也因受到氣體的作用而不穩(wěn)定。在射流運(yùn)動(dòng)過程中，外界氣體運(yùn)動(dòng)速度開始趨于穩(wěn)定。在55 ms時(shí)，主射流區(qū)外的氣體流線開始逐漸與主射流貼合。達(dá)到90 ms時(shí)，主射流與空氣的相互作用基本達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)。

(a)10 ms

(b)55 ms

(c)90 ms圖9 振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的外流場速度分布Fig.9 The velocity distribution of the outflow field at the different moments in the oscillation period

一個(gè)振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的外流場出口速度分布如圖10所示。橫軸表示外流場出口邊界與軸線的橫向距離，縱軸表示邊界面上某點(diǎn)的速度大小。在5 ms時(shí)，靠近軸線的外流場流體速度最高值達(dá)到了近90 m/s，但是該速度并非射流的噴射速度，而是射流在沒有達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)前由主射流而引起的空氣湍動(dòng)能增強(qiáng)的結(jié)果。伴隨著主射流與空氣相互作用逐漸穩(wěn)定以及射流貫穿距離增加，主射流速度逐漸穩(wěn)定。10 ms為過渡時(shí)刻。隨后射流在噴射軸線附近的速度穩(wěn)定在30～40 m/s。在40 ms后，距軸線約180 mm處,射流速度開始下降并最終趨于0，這說明在一個(gè)振蕩周期末射流的速度擴(kuò)散作用減弱，主射流角度減小。

圖10 振蕩周期內(nèi)不同時(shí)刻的外流場出口速度曲線Fig.10 The outlet velocity curve of the outflow field at the different times in the oscillation period

4 結(jié)論

(1)隨著自激振蕩脈沖射流空化泡潰滅，其半徑急速減小，空化氣囊開始徑向運(yùn)動(dòng)，形成泡面加速射流。當(dāng)擠壓射流壓力急速增大并達(dá)到空化泡極限破碎值時(shí)，空化泡從泡面最上端開始破碎。當(dāng)空化射流中出現(xiàn)大面積的空化泡潰滅時(shí)，射流將會(huì)出現(xiàn)明顯的霧化效果。

(2)空化最初出現(xiàn)在自激振蕩腔室的分離區(qū)，伴隨著射流逐漸向下噴嘴運(yùn)動(dòng)，分離區(qū)內(nèi)的空化泡也隨之運(yùn)動(dòng)并不斷生長。當(dāng)外流場的主射流逐漸變窄時(shí)，主射流被截?cái)?，空化泡達(dá)到體積最大值，使連續(xù)射流被割斷成多股狀射流，加劇了空化射流的擾動(dòng)和不穩(wěn)定性。

(3)空化氣囊與下噴嘴碰撞壁發(fā)生相互作用時(shí)，出現(xiàn)較強(qiáng)湍動(dòng)能。當(dāng)主射流完全貫穿外流場時(shí)，主射流與空氣交界面上的湍動(dòng)能繼續(xù)增強(qiáng)；在射流振蕩周期末，腔室內(nèi)空化氣囊阻擋了主射流運(yùn)動(dòng)，且在噴嘴出口流道出現(xiàn)大面積的空化區(qū)域，湍動(dòng)能最大區(qū)域集中在下噴嘴出口下游。

(4)射流振蕩初期氣液相相互作用明顯，伴隨著主射流與空氣相互作用逐漸穩(wěn)定以及射流貫穿距離增加，主射流速度逐漸趨于穩(wěn)定。在振蕩周期末射流的速度擴(kuò)散作用減弱，主射流角度減小。

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(編輯 袁興玲)

Numerical Analysis of Cavitation Effects of Self-excited Oscillation Pulse Nozzles and Jet Forms

WANG Zhaohui1HU Ya’nan1RAO Changjian1DENG Xiaogang2

1.School of Machinery and Automation, Wuhan University of Science and Technology,Wuhan,430081 2.College of Mechanical and Power Engineering, Chongqing University of Science and Technology, Chongqing, 401331

Based on the cavitation effects of the self-excited oscillation pulsed nozzles and multi-phase flow model, a cavitation model of the self-excited oscillation pulsed jets was established. The axisymmetric physical model of the chamber was built according to the self-excited oscillation chamber structures and its geometric parameters. The breakup of cavitation bubbles, two-phase distributions in the chambers, turbulent kinetic energy distributions and velocity distributions in an oscillation period of 100 ms were obtained by numerical calculations. The results show that: in 1.02-2.37 ms, the radii of cavitation bubbles decrease rapidly and the bubbles begin to do radial motions to form the accelerating jet on the bubbles surface. In 2.69-4.67 ms, the bubbles start to crush when the pressures of cavitation bubble surfaces reach the limit breaking value. In the beginning of 25 ms, the strong turbulent kinetic energy is formed at the contact interface between the main jet and air, and the center vortex area in self-excited oscillation chamber gradually grows up. Continuous jet in the outflow field is cut into the multiple jet and the jet velocity reaches a stable value about 30-40 m/s near the axis of injection. In 40-90 ms, the central cavitation airbag in the chamber has been formed and begins to block the movements of main jet, and the large cavitation area appears in the nozzle’s outlet channel and the maximum turbulent kinetic energy is concentrated in the downstream of the lower nozzle exits. In the later period of oscillation, the velocity of main jet tends to be stable and the diffusion effects are weakened as the main jet interacts with the air and the penetration distances of the jet increase.

self-excited oscillation pulse nozzle; cavitation effect; jet form; cavitation bubble; atomization

2016-08-25

國家自然科學(xué)基金資助項(xiàng)目(51405352,51376204)

TP69

10.3969/j.issn.1004-132X.2017.13.004

汪朝暉，男，1981年生。武漢科技大學(xué)機(jī)械自動(dòng)化學(xué)院教授、博士研究生導(dǎo)師。主要研究方向?yàn)橛?jì)算流體動(dòng)力學(xué)及其裝備設(shè)計(jì)理論與方法。E-mail：zhwang@wust.edu.cn。胡亞男，男，1991年生。武漢科技大學(xué)機(jī)械自動(dòng)化學(xué)院碩士研究生。饒長健，男，1993年生。武漢科技大學(xué)機(jī)械自動(dòng)化學(xué)院碩士研究生。鄧曉剛，男，1975年生。重慶科技學(xué)院機(jī)械與動(dòng)力工程學(xué)院教授。