馮博聲， 薛曉春

(南京理工大學(xué) 能源與動力工程學(xué)院， 江蘇 南京 210094)

0 引言

整裝式液體發(fā)射藥火炮作為一種新概念火炮，由于其發(fā)射威力、武器結(jié)構(gòu)及后勤保障等方面具有潛在的優(yōu)勢，受到各個(gè)國家關(guān)注。整裝式液體發(fā)射藥火炮內(nèi)彈道過程為點(diǎn)燃位于膛底液體燃料，燃燒生成的高溫、高壓燃?xì)庑纬蒚aylor空腔。燃燒在Taylor空腔表面進(jìn)行并向前推進(jìn)，氣體與液體(簡稱氣液)交界面處存在極大速度差，導(dǎo)致Kelvin-Helmholtz不穩(wěn)定性，這種擾動造成界面上氣液兩相混合而使液體藥發(fā)生破碎。破碎的液體藥為燃燒提供了更多燃燒面，使燃燒加速進(jìn)行，氣穴最終將穿透液柱而追上彈丸?？梢姡b式液體發(fā)射藥火炮內(nèi)彈道過程為利用流體不穩(wěn)定性造成氣液混合直至充分燃燒的過程，這種流體和燃燒不穩(wěn)定性的正反饋機(jī)制使得燃燒過程難以控制。Morrision等[1]回顧了整裝式液體發(fā)射藥火炮的研究歷程，分析了燃燒過程的不穩(wěn)定因素。Talley等[2]對整裝式液體發(fā)射藥火炮的許多參量進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)，并提出了采用漸擴(kuò)型藥室來控制燃燒的穩(wěn)定性。Knapton等[3]提出采用多點(diǎn)點(diǎn)火控制整裝式液體發(fā)射藥燃燒穩(wěn)定性。Edelman等[4]建立了二維軸對稱模型，模擬了整裝式液體發(fā)射藥的流體不穩(wěn)定性和燃燒反應(yīng)過程。Despirito[5-6]利用CRAFT納維—斯托克斯方程模擬了整裝式液體發(fā)射藥在圓柱漸擴(kuò)型燃燒室中的燃燒擴(kuò)展特性。國內(nèi)研究人員從改變?nèi)紵医Y(jié)構(gòu)入手，開展了基礎(chǔ)研究工作。齊麗婷等[7-8]和莽珊珊等[9-10]建立了二維非穩(wěn)態(tài)氣液兩相湍流模型，針對單股燃?xì)馍淞髟谝后w工質(zhì)中擴(kuò)展特性進(jìn)行研究。余永剛等[11]和Xue等[12-13]建立了三維非穩(wěn)態(tài)數(shù)理模型，模擬了雙股燃?xì)馍淞髟跐u擴(kuò)型觀察室中擴(kuò)展特性。關(guān)于氣體射流與液體相互作用，趙嘉俊等[14]對錐形分布多股射流在柱型充液室內(nèi)排水效果進(jìn)行研究。胡志濤等[15]研究了不同股數(shù)貼壁射流在柱型觀察室內(nèi)的排水效果。

整裝式液體藥燃燒過程中伴隨著流體力學(xué)和燃燒不穩(wěn)定性，本文以整裝式液體發(fā)射藥火炮多點(diǎn)點(diǎn)火為背景，將流動不穩(wěn)定性和燃燒不穩(wěn)定性剝離，針對整裝式充液室中高溫、高壓氣體射流的流體動力學(xué)問題，從冷態(tài)射流角度進(jìn)行研究，分析了導(dǎo)致燃燒不穩(wěn)定的誘因，在理清流體力學(xué)不穩(wěn)定性機(jī)理后，未來將進(jìn)一步考慮加入燃燒反應(yīng)后的不穩(wěn)定特性。在Xue等[12-13]研究工作基礎(chǔ)上，進(jìn)行4股燃?xì)馍淞髋c液體相互作用的實(shí)驗(yàn)研究，建立三維非穩(wěn)態(tài)湍流兩相流模型，采用計(jì)算流體動力學(xué)(CFD)軟件對射流擴(kuò)展過程進(jìn)行數(shù)值模擬。借助數(shù)值模擬詳細(xì)地觀察射流在充液室中湍流摻混過程，彌補(bǔ)了實(shí)驗(yàn)觀測上的不足。

1 實(shí)驗(yàn)原理與裝置

整裝式液體發(fā)射藥火炮內(nèi)彈道過程是一個(gè)復(fù)雜的多相湍流燃燒過程，流動和燃燒是推動整裝式液體發(fā)射藥燃燒的兩個(gè)重要因素。本文將流動從湍流燃燒中分離，從多點(diǎn)點(diǎn)火射流在整裝式液體工質(zhì)中擴(kuò)展過程入手，分析多結(jié)構(gòu)充液室中射流不穩(wěn)定性產(chǎn)生的機(jī)理。

圖1所示為實(shí)驗(yàn)裝置示意圖，主要由高壓燃燒室、多孔噴嘴和透明觀察室組成。觀察室自下而上直徑分別為40 mm、52 mm、64 mm、76 mm和88 mm，長度分別為20 mm、20 mm、20 mm、20 mm和30 mm. 通過脈沖電點(diǎn)火方式，點(diǎn)燃高壓燃燒室內(nèi)的速燃火藥，不斷產(chǎn)生高溫、高壓燃?xì)?，?dāng)燃燒室內(nèi)壓力達(dá)到一定值后，燃?xì)鉀_破噴孔前的紫銅膜片通過4個(gè)噴孔噴入裝滿液體工質(zhì)的透明觀察室中，形成4股高壓燃?xì)馍淞?，?shí)驗(yàn)通過高速攝像機(jī)記錄射流的擴(kuò)展過程。為了消除重力對燃?xì)馍淞鲾U(kuò)展的影響，將實(shí)驗(yàn)裝置垂直放置，即高壓燃?xì)馔ㄟ^噴孔向上噴射。

2 數(shù)學(xué)物理模型

2.1 物理模型

對4股燃?xì)馍淞髟谝后w工質(zhì)中的擴(kuò)展過程作如下假設(shè)：1)4股燃?xì)馍淞魇且粋€(gè)三維非穩(wěn)態(tài)過程，采用剪切應(yīng)力傳遞(SST)模型模擬湍流摻混現(xiàn)象；2)假設(shè)燃燒生成的燃?xì)鉃榭蓧豪硐霘怏w；3)實(shí)驗(yàn)中，射流擴(kuò)展僅幾毫秒，不考慮液體工質(zhì)的相變及氣液間的化學(xué)反應(yīng)，并忽略燃?xì)怏w積力及重力等次要因素。

2.2 數(shù)學(xué)模型

基于上述假設(shè)，得到如下控制方程：

1)質(zhì)量守恒方程

(1)

2)動量守恒方程

(2)

式中：ρ=α2ρ2+(1-α2)ρ1；μ為動力黏性系數(shù)。

3)能量方程

(3)

4)狀態(tài)方程

p=ρRT，

(4)

式中：p為壓力；ρ為密度；R為氣體常數(shù)。

5)湍流模型

(5)

(6)

(7)

2.3 計(jì)算域及網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證

圖2所示為計(jì)算區(qū)域示意圖。

圖2(a)為根據(jù)實(shí)驗(yàn)建立的流場計(jì)算區(qū)域示意圖，其中，4種邊界分別為燃?xì)馍淞鲏毫θ肟谶吔?、液體工質(zhì)壓力出口邊界、壁面邊界和對稱面邊界。圖2(b)為計(jì)算域底部示意圖，其中，r為計(jì)算域半徑，d為噴孔直徑，l為噴孔間距，A平面表示相對兩股射流所在的軸向平面?？紤]到流場的對稱性，取流場區(qū)域的1/8進(jìn)行計(jì)算。對計(jì)算區(qū)域全部采用結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格進(jìn)行劃分，可獲得較好的網(wǎng)格質(zhì)量。在不影響計(jì)算結(jié)果情況下，為提高計(jì)算效率進(jìn)行了網(wǎng)格獨(dú)立性驗(yàn)證，分別采用30萬、44萬和60萬網(wǎng)格進(jìn)行數(shù)值模擬。圖3為不同網(wǎng)格數(shù)模擬得到的射流頭部軸向位移sa隨時(shí)間t變化曲線。

由圖3可見，30萬網(wǎng)格和44萬網(wǎng)格模擬結(jié)果相差較大，誤差超過10%，而44萬網(wǎng)格和60萬網(wǎng)格模擬結(jié)果相差不大，最大誤差在5%以內(nèi)，因此采用44萬網(wǎng)格進(jìn)行數(shù)值模擬，即可以獲得較為準(zhǔn)確的模擬結(jié)果，又可以提高計(jì)算效率。

2.4 初始條件與邊界條件

初始狀態(tài)下，透明觀察室內(nèi)充滿液體工質(zhì)，入口邊界條件：入口溫度Ti=2 200 K，入口壓力pi=9.18 MPa；出口為大氣環(huán)境，其參數(shù)為大氣環(huán)境參數(shù)：出口溫度To=300 K，出口壓力po=101.325 kPa. 定義壁面為絕熱無滑移壁面，壁面湍流條件采用增強(qiáng)壁面函數(shù)處理。

3 數(shù)值模擬結(jié)果分析

3.1 實(shí)驗(yàn)結(jié)果與計(jì)算結(jié)果對比分析

圖4所示為4股燃?xì)馍淞髟趫A柱漸擴(kuò)型觀察室中擴(kuò)展過程，噴孔直徑1.4 mm，噴射壓力9.18 MPa，噴孔中心間距20 mm.

由圖4可見，4股燃?xì)鈴牡撞繃娍讎姵?，在觀察室中形成4個(gè)Taylor空腔。隨著時(shí)間的推移，4股射流向上擴(kuò)展，射流頭部每擴(kuò)展到一個(gè)臺階處，都會有明顯的徑向擴(kuò)展，減少了殘留在環(huán)形壁面的液體工質(zhì)，從而相對減弱了氣液速度差而產(chǎn)生的Helmholtz不穩(wěn)定性。t=3 ms時(shí)刻，4股燃?xì)馍淞黝^部光滑性變差，原因在于射流頭部膨脹并壓縮液體工質(zhì)所導(dǎo)致的Taylor空腔不穩(wěn)定性，這些流動不穩(wěn)定性在實(shí)際膛內(nèi)燃燒過程中會被放大，使燃燒過程難以控制。圖5所示為圖4實(shí)驗(yàn)工況的數(shù)值模擬結(jié)果其中，sr為徑向位移。

對比圖4和圖5可見，實(shí)驗(yàn)和模擬的射流擴(kuò)展特性基本一致，均出現(xiàn)了從穩(wěn)定擴(kuò)展到不穩(wěn)定擴(kuò)展的過渡及明顯的徑向擴(kuò)展趨勢。

圖6所示為4股燃?xì)馍淞鬏S向位移的模擬值和實(shí)驗(yàn)測量值對比圖。取不同時(shí)刻下射流頭部的平均位置作為射流軸向位移，實(shí)驗(yàn)中由于不可控的人為因素，如噴孔直徑或裝藥量導(dǎo)致4股燃?xì)馍淞髟?～4 ms擴(kuò)展較快，4 ms后，4股燃?xì)馍淞饕殉浞謹(jǐn)U展，受前期噴孔直徑及裝藥量等影響非常小。由圖6可見，射流軸向位移的模擬值和實(shí)驗(yàn)測量值吻合，因此，認(rèn)為本文所建立的三維數(shù)理模型合理，可較好地模擬出4股燃?xì)馍淞髟谕该饔^察室中的擴(kuò)展過程。

3.2 三維兩相分布特性對比分析

圖7和圖8所示分別為4股燃?xì)馍淞髟趫A錐型觀察室和圓柱型觀察室中擴(kuò)展過程的三維兩相分布云圖。其中：圓錐型觀察室兩端直徑分別為40 mm和88 mm，長度為110 mm；圓柱型觀察室直徑為64 mm，長度為110 mm. 3種觀察室總長相同，圓柱漸擴(kuò)型觀察室和圓錐型觀察室兩端直徑相同，但圓柱漸擴(kuò)形式不同。圓柱型觀察室直徑取前2種觀察室直徑的平均值，因此射流在3種觀察室中擴(kuò)展過程的模擬結(jié)果具有一定可比性。

由圖5、圖7和圖8可見，t=1 ms時(shí)，3種觀察室中射流的擴(kuò)展形態(tài)相似，射流頭部較為光滑。在圓柱型觀察室中，Helmholtz不穩(wěn)定性對射流側(cè)面的影響已經(jīng)體現(xiàn)出來，射流側(cè)面開始出現(xiàn)褶皺。t=2 ms時(shí)，Taylor空腔不穩(wěn)定性在3種觀察室中逐漸體現(xiàn)出來，在圓錐型觀察室中，射流徑向擴(kuò)展已接近觀察室側(cè)壁，但底部仍殘留一些液體工質(zhì)。在圓柱型觀察室中，射流離觀察室側(cè)壁距離較遠(yuǎn)，周圍還存在大量液體工質(zhì)。若加入燃燒反應(yīng)，氣液交界面燃燒生成的大量燃?xì)庋a(bǔ)充進(jìn)Taylor空腔，增大射流強(qiáng)度。而氣液交界面強(qiáng)烈的Helmholtz不穩(wěn)定性會加大燃燒面擴(kuò)展的隨機(jī)性，使觀察室內(nèi)出現(xiàn)劇烈壓力脈動現(xiàn)象。在圓柱漸擴(kuò)型觀察室中，殘留的液體工質(zhì)相對較少，對射流燃燒和流動不穩(wěn)定性的激勵作用相對較小。t=3 ms時(shí)，在圓錐型觀察室中射流底部擴(kuò)展到了觀察室側(cè)壁，而t=5 ms時(shí)，在圓柱型觀察室中射流底部才擴(kuò)展到觀察室側(cè)壁。在觀察室中，沿任意一噴孔中心的軸向截面上，Taylor空腔徑向擴(kuò)展位移最大處，即為徑向位移sr. 在距離觀察室底部10 mm位置，測量Taylor空腔徑向擴(kuò)展距離，作為此處徑向擴(kuò)展位移sr，sr與觀察室底部計(jì)算域半徑r的比值進(jìn)行無量綱化，得到3種觀察室徑向擴(kuò)展無量綱對比sr/R. 圖9所示為3種觀察室中Taylor空腔徑向位移無量綱對比圖。

由圖9可知，由于燃?xì)馍淞黝i縮現(xiàn)象，3種觀察室中都出現(xiàn)了Taylor空腔徑向位移減小的情況。燃?xì)馍淞鞑粩嘞蛴^察室側(cè)壁徑向擴(kuò)展，圓柱漸擴(kuò)型觀察室中，Taylor空腔最先徑向擴(kuò)展到觀察室側(cè)壁。圓錐型觀察室中，Taylor空腔也十分接近觀察室側(cè)壁，而在圓柱型觀察中，徑向擴(kuò)展較慢，導(dǎo)致觀察室側(cè)壁殘留大量液體工質(zhì)，加劇了Helmholtz不穩(wěn)定效應(yīng)，不利于射流的穩(wěn)定擴(kuò)展。

盡管3種觀察室中燃?xì)馍淞鞫紩纬沙浞职l(fā)展的湍流，氣液交界面處也有明顯的流動不穩(wěn)定性。但通過數(shù)值模擬現(xiàn)象可推測在考慮燃燒的情況下，在整裝式液體發(fā)射藥火炮中采用圓柱漸擴(kuò)型和圓錐型邊界，由于邊界對射流有誘導(dǎo)作用，使Taylor空腔徑向擴(kuò)展增加，使氣液交換更多在Taylor空腔內(nèi)部進(jìn)行，降低了燃?xì)馍淞鲾U(kuò)展過程中氣液交界面產(chǎn)生湍流摻混的隨機(jī)脈動性。當(dāng)Taylor空腔到達(dá)彈丸底部，推動彈丸發(fā)射時(shí)，燃燒室內(nèi)僅有少量液體燃料殘留在側(cè)壁面處，從而抑制了Taylor空腔和Helmholtz不穩(wěn)定效應(yīng)的正反饋機(jī)制，避免大量殘留液體燃料燃燒產(chǎn)生的第2壓力峰值，對膛內(nèi)壓力的脈動現(xiàn)象起到緩和作用。

3.3 壓力分布特性對比分析

通過數(shù)值模擬可得到4股燃?xì)馍淞髟?種不同觀察室內(nèi)參數(shù)變化情況，圖10～圖12所示分別為圓柱漸擴(kuò)型觀察室、圓錐型觀察室和圓柱型觀察室中A平面(見圖2)的靜壓分布。

由圖10可見，在初始階段，高溫、高壓燃?xì)馍淞鲝膰娍讎姵觯捎谏淞鲏毫h(yuǎn)大于周圍液體工質(zhì)壓力，使射流迅速膨脹加速，在噴孔附近形成膨脹波。在觀察室底部徑向擴(kuò)展的射流受到底部液體工質(zhì)壓縮，壓力迅速升高，在氣液交界面處形成壓縮波，因此觀察室底部存在高壓區(qū)。同時(shí)，軸向還存在高低壓區(qū)相間分布情況，因?yàn)檩S向擴(kuò)展的氣體受到周圍環(huán)形液體工質(zhì)壓縮，氣體通道變窄，Taylor空腔出現(xiàn)頸縮現(xiàn)象。此處氣體壓力升高形成高壓區(qū)，高壓氣體沿軸向膨脹加速，形成又一個(gè)低壓區(qū)，射流頭部受到下游液體工質(zhì)壓縮，在射流頭部形成高壓區(qū)。t=2.0 ms時(shí)，射流頭部擴(kuò)展到第2臺階處，射流頭部高壓區(qū)峰值逐漸減??；t=3 ms時(shí)，第2臺階拐角處存在低壓區(qū)，誘導(dǎo)此區(qū)域的射流改變方向，向臺階拐角處擴(kuò)展，增強(qiáng)了Taylor空腔的徑向擴(kuò)展；t=4 ms時(shí)，Taylor空腔徑向逐漸擴(kuò)展到了第1臺階處，在氣液交界面處形成高壓區(qū)，頭部高壓區(qū)繼續(xù)向下游移動，峰值持續(xù)降低。

由圖11可見，在圓錐型觀察室中，初始階段壓力分布特性與圓柱漸擴(kuò)型觀察室大體相似。t=1 ms時(shí)，受觀察室傾斜側(cè)壁誘導(dǎo)，射流頭部高壓區(qū)出現(xiàn)2個(gè)尖角，分別向觀察室側(cè)壁傾斜；t=2 ms時(shí)，燃?xì)馍淞髟趪娍滋幓亓骶砦?，噴孔周圍開始出現(xiàn)負(fù)壓區(qū)，隨著時(shí)間推移，噴孔處的負(fù)壓區(qū)逐漸增大；t=4 ms時(shí)，在觀察室傾斜側(cè)壁的持續(xù)誘導(dǎo)下，頭部高壓區(qū)分離成了2個(gè)部分。

由圖12可見，在圓柱型觀察室中：t=1 ms時(shí)，射流頭部出現(xiàn)高壓區(qū)，但高壓區(qū)并未擴(kuò)展到觀察室壁面，噴孔處也能觀察到高低壓區(qū)依次出現(xiàn)的結(jié)構(gòu)；t=2 ms時(shí)，射流頭部和觀察室底部高壓區(qū)峰值都大幅度降低，射流中部出現(xiàn)環(huán)形高壓區(qū)，從而導(dǎo)致射流發(fā)生頸縮現(xiàn)象；t=3 ms時(shí)，射流頭部高壓區(qū)峰值低于觀察室底部高壓區(qū)峰值，說明射流頭部發(fā)生了劇烈的湍流摻混，壓力下降迅速；t=4 ms時(shí)，射流頭部壓力峰值下降幅度小，觀察室底部壓力峰值下降迅速，此時(shí)底部射流逐漸向觀察室側(cè)壁擴(kuò)展，底部發(fā)生了劇烈的氣液交界面產(chǎn)生湍流摻混及卷吸，造成底部壓力大幅度下降，不利于射流穩(wěn)定擴(kuò)展。

圖13所示為t=4 ms時(shí)噴孔中心軸線上靜壓分布。

由圖13可知，射流從噴孔噴出后，壓力迅速下降，甚至出現(xiàn)負(fù)壓區(qū)。圓柱漸擴(kuò)型、圓錐型和圓柱型觀察室中低壓峰值分別為61 kPa、 91 kPa和96 kPa，隨后高壓峰值分別為294 kPa、205 kPa和241 kPa. 較大的壓力差為圓柱漸擴(kuò)型觀察室中射流底部氣液交界面發(fā)生湍流摻混提供了更大動力，有利于減少底部殘留的液體工質(zhì)。由此可知，在整裝式液體發(fā)射藥火炮中，當(dāng)高溫、高壓燃?xì)鈬娙氲饺紵?，燃燒室?nèi)的液體燃料由于受到點(diǎn)火熱氣流的沖擊而形成凹面，燃燒在液體藥表面進(jìn)行，逐漸形成Taylor空腔。采用圓柱漸擴(kuò)型藥室，噴孔附近較大的壓力差為Taylor空腔底部的徑向擴(kuò)展提供更多動力，減少底部液體燃料的殘留，有利于膛內(nèi)燃燒穩(wěn)定性的控制。

3.4 溫度分布特性對比分析

圖14～圖16所示分別為4股燃?xì)馍淞髟趫A柱漸擴(kuò)型觀察室、圓錐型觀察室和圓柱型觀察室中擴(kuò)展的A平面靜溫分布。

由圖14可知，高溫、高壓燃?xì)馍淞鲝膰娍讎姵?，由于噴孔處流場依次存在膨脹波和壓縮波，射流噴出后迅速膨脹減壓，溫度也降低到低溫峰值，隨后射流經(jīng)過壓縮波，溫度又迅速升高到高溫峰值。射流頭部由于劇烈的氣液能量交換，溫度較低且衰減快。由圖14還可看到，觀察室底部存在高溫區(qū)，原因在于徑向擴(kuò)展的射流無法迅速釋放能量引起。隨著時(shí)間的推移，射流核心處的高溫區(qū)也逐漸向下游移動，底部高溫區(qū)域逐漸擴(kuò)大，在臺階誘導(dǎo)作用下，射流頭部等溫線向臺階靠近，同時(shí)溫度峰值也逐漸降低。

由圖15可知：t=1 ms時(shí)，射流頭部等溫線分別向兩側(cè)壁面傾斜；t=2 ms時(shí)，射流底部的高溫區(qū)已經(jīng)擴(kuò)展到觀察室側(cè)壁，促進(jìn)了觀察室側(cè)壁的環(huán)形液體工質(zhì)參與氣液能量交換，減弱了由于速度差引起的Helmholtz不穩(wěn)定性。隨著時(shí)間的推移，射流頭部持續(xù)向兩側(cè)壁面傾斜且底部高溫區(qū)逐漸擴(kuò)大。由圖16可知，在圓柱型觀察室中，t=3 ms時(shí)，射流底部高溫區(qū)才擴(kuò)展到觀察室側(cè)壁，而射流頭部溫度場始終無法影響到觀察室側(cè)壁的環(huán)形液體工質(zhì)，無法參與氣液能量交換的液體會加劇Helmholtz不穩(wěn)定效應(yīng)。

為了進(jìn)一步研究噴孔附近溫度變化情況，在sa=10 mm截面上取位于噴孔中心軸線上的點(diǎn)進(jìn)行說明，如圖17所示。在圓柱漸擴(kuò)型觀察室中，溫度在t=1.5 ms達(dá)到最高值1 821 K，隨后逐漸下降，沒有出現(xiàn)明顯波動，說明噴出的高溫、高壓燃?xì)獠粩嘌a(bǔ)充進(jìn)Taylor空腔，補(bǔ)償了氣液能量交換損失的能量。在圓錐型觀察室中，t=3.5 ms時(shí)，溫度達(dá)到最低值349 K，隨后溫度又迅速上升。在圓柱型觀察室中，t=3 ms時(shí)，出現(xiàn)溫度最低值450 K，隨后溫度也迅速上升。由此可見，在圓錐型和圓柱型觀察室中，高溫、高壓燃?xì)庋a(bǔ)充進(jìn)Taylor空腔的能量，不足以補(bǔ)償氣液摻混損失的能量，因此溫度出現(xiàn)劇烈脈動。由此可知，燃?xì)馍淞鞫汲霈F(xiàn)過劇烈、在氣液交界面產(chǎn)生的湍流摻混，在考慮燃燒情況下，底部強(qiáng)烈的隨機(jī)脈動會使燃燒過程更加不穩(wěn)定。

4 結(jié)論

1)本文數(shù)值模擬得到的射流軸向位移與實(shí)驗(yàn)觀測結(jié)果吻合較好，驗(yàn)證了數(shù)理模型的準(zhǔn)確性。不同邊界形狀能對觀察室中4股燃?xì)馍淞鲾U(kuò)展過程產(chǎn)生影響，主要體現(xiàn)在燃?xì)馍淞鲾U(kuò)展形態(tài)及壓力和溫度分布。

2)圓柱漸擴(kuò)型觀察室中的漸擴(kuò)臺階和圓錐型觀察室中的傾斜側(cè)壁都可相對增強(qiáng)射流的徑向擴(kuò)展，減少殘留在觀察室側(cè)壁的液體工質(zhì)，從而減弱Taylor空腔與Helmholtz不穩(wěn)定效應(yīng)的正反饋機(jī)制。若進(jìn)一步加入燃燒反應(yīng)，將有利于燃燒的穩(wěn)定進(jìn)行。圓柱型觀察室中射流擴(kuò)展缺少徑向誘導(dǎo)，不利于射流穩(wěn)定擴(kuò)展。

3)Taylor空腔擴(kuò)展過程中，射流頭部受到液體工質(zhì)壓縮，3種觀察室內(nèi)都可觀察到射流頭部高壓區(qū)，且高壓區(qū)峰值逐漸降低，噴孔處高低壓區(qū)依次分布，隨著射流擴(kuò)展更加明顯。近噴孔處較大的壓力差為圓柱漸擴(kuò)型觀察室中射流底部氣液交界面產(chǎn)生的摻混提供了更多動力，有利于減少觀察室底部殘留的液體工質(zhì)，使射流擴(kuò)展更加穩(wěn)定。

4)在圓錐型和圓柱型觀察室中，近噴孔處溫度場都出現(xiàn)過劇烈脈動，說明都發(fā)生過劇烈、在氣液交界面產(chǎn)生的湍流摻混。在圓柱漸擴(kuò)型觀察室中，高溫、高壓燃?xì)獠粩嘌a(bǔ)充進(jìn)Taylor空腔，補(bǔ)償了氣液交界面產(chǎn)生的湍流摻混損失能量，溫度場無劇烈脈動，射流在圓柱漸擴(kuò)型觀察室中擴(kuò)展過程最為穩(wěn)定。