王賡，寧智，呂明，蔣中鋒

(1.北京交通大學(xué)機(jī)電學(xué)院,北京 100044；2.中自環(huán)?？萍脊煞萦邢薰荆拇?成都 611731)

傳統(tǒng)的進(jìn)氣道噴射(PFI)汽油機(jī)在冷起動(dòng)時(shí)，部分燃燒會(huì)產(chǎn)生未燃烴類排放(UBHC)的問題[1]，因此缸內(nèi)直噴(GDI)汽油機(jī)得到了越來越多的關(guān)注。缸內(nèi)直噴汽油機(jī)噴射壓力高，所以可以獲得更好的霧化及混合效果，進(jìn)而提高燃燒穩(wěn)定性并且減小發(fā)動(dòng)機(jī)節(jié)流損失[2]。壓力旋流噴嘴具備結(jié)構(gòu)簡(jiǎn)單、制造方便、霧化效果好等優(yōu)點(diǎn)，因此壓力旋流噴嘴已經(jīng)廣泛地應(yīng)用于各類缸內(nèi)直噴發(fā)動(dòng)機(jī)中[3]。

深入了解壓力旋流噴嘴的噴霧特性，還需要對(duì)液體射流的過程進(jìn)行分析。Rayleigh等[4-6]提出了圓射流表面波模式，給出了最大表面波增長(zhǎng)率的概念；此外，還研究了環(huán)狀液膜的破碎規(guī)律，環(huán)狀液膜受到擾動(dòng)后，會(huì)在噴嘴出口的位置產(chǎn)生波動(dòng)，它的破碎長(zhǎng)度短于平面液膜射流的破碎長(zhǎng)度。Rayleigh認(rèn)為，在較低的氣液速度差下，環(huán)形斷裂帶的厚度與液膜發(fā)生破碎時(shí)的厚度基本一致。

圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流是壓力旋流噴嘴射流的簡(jiǎn)化模型[7]，Jun Ishimoto[8-10]采用大渦模擬方法和VOF方法對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的霧化過程進(jìn)行了數(shù)值模擬，并對(duì)液膜厚度、射流形態(tài)以及粒徑分布等進(jìn)行了研究分析，同時(shí)還對(duì)噴嘴內(nèi)部的湍動(dòng)能、氣液相界面的表面波動(dòng)以及噴嘴壁面受力情況的變化等內(nèi)容進(jìn)行了研究。

周立新等[11]對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的噴嘴內(nèi)部流動(dòng)進(jìn)行了數(shù)值研究，研究結(jié)果給出了噴嘴內(nèi)氣液兩相的流動(dòng)過程，并得到了流場(chǎng)內(nèi)細(xì)微的湍流結(jié)構(gòu)。岳明等[12]利用VOF方法模擬了不同壓力條件下噴嘴內(nèi)部的流場(chǎng)氣液分布以及流場(chǎng)結(jié)構(gòu)，得到了氣液交界面的變化過程。

與圓柱射流以及平面射流表面波結(jié)構(gòu)的研究相比，對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流破碎過程的研究還不是很深入，速度、物性等因素對(duì)表面波的影響規(guī)律還不是很清楚。

因此，本研究采用數(shù)值模擬的方法對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流進(jìn)行研究。為了提高模擬的精確度，使用大渦模擬的方法模擬湍流，并用CLSVOF方法追蹤氣液兩相流相界面，研究圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流形態(tài)的一次破碎過程和二次破碎過程。分析了表面波的產(chǎn)生機(jī)理，并研究軸向速度和旋轉(zhuǎn)強(qiáng)度等因素對(duì)表面波結(jié)構(gòu)的影響。

1 物理模型及數(shù)值方法

1.1 仿真模型的建立

建立仿真模型是對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流進(jìn)行研究的前提和基礎(chǔ)。本研究建立了如圖1所示的計(jì)算域，其中圖右側(cè)為圓臺(tái)形流場(chǎng)，小圓直徑為10 mm，大圓直徑為25 mm，長(zhǎng)度為20 mm，在小圓的中心設(shè)置環(huán)形出口邊界，如圖左側(cè)所示，環(huán)形外圓直徑D1=1 mm，環(huán)形寬度H=0.3 mm，環(huán)形內(nèi)圓直徑D0=0.4 mm。

圖1 計(jì)算域示意

本研究建立了多套不同尺寸的網(wǎng)格，發(fā)現(xiàn)當(dāng)網(wǎng)格尺寸小于一定程度后，繼續(xù)減小網(wǎng)格尺寸對(duì)計(jì)算結(jié)果基本沒有影響，因此最終選定的全流域網(wǎng)格尺寸為0.05～0.1 mm，并將入口處的網(wǎng)格進(jìn)行了加密，最小分辨尺度為0.01 mm，網(wǎng)格總數(shù)為7×107。

1.2 數(shù)值模擬方法

本研究使用大渦模擬的方法對(duì)湍流進(jìn)行模擬，對(duì)N-S方程和連續(xù)性方程進(jìn)行積分過濾后，可以得到大渦模擬的控制方程[13]：

(1)

(2)

(3)

式中：τr即為亞格子應(yīng)力，亞格子應(yīng)力是直接求解出的大尺度湍流脈動(dòng)與求解器過濾掉的小尺度湍流脈動(dòng)之間的動(dòng)量輸運(yùn)。

式(3)中僅有亞格子應(yīng)力包含不封閉項(xiàng)，所以必須構(gòu)造亞格子應(yīng)力的封閉模式來實(shí)現(xiàn)大渦模擬。

亞格子應(yīng)力τr的計(jì)算方法使用了RANS模型中的Boussinesq假設(shè)：

(4)

(5)

Level Set方法與VOF方法是兩相流模擬中兩種主流的相界面追蹤方法，并且具有各自的優(yōu)點(diǎn)與缺點(diǎn)。VOF方法可以最大限度地保證質(zhì)量守恒，但是提取相界面的信息較為困難，特別是當(dāng)計(jì)算三維問題時(shí)，由于VOF函數(shù)的不連續(xù)性，這個(gè)問題會(huì)更加嚴(yán)重。Level Set方法的優(yōu)點(diǎn)是可以較為精確地對(duì)相界面進(jìn)行重構(gòu)，但是在對(duì)流輸運(yùn)過程中不能保證質(zhì)量守恒。因此，為了結(jié)合Level Set方法與VOF方法的優(yōu)點(diǎn)，Bourlioux[14]在1995年提出了coupled Level Set and VOF(CLSVOF)方法，本研究即采用CLSVOF方法對(duì)氣液相界面進(jìn)行追蹤重構(gòu)。

1.3 仿真模型的驗(yàn)證

郭恒杰等[15]搭建了基于三維PDPA技術(shù)的開放式噴霧試驗(yàn)臺(tái)，對(duì)缸內(nèi)直噴發(fā)動(dòng)機(jī)中壓力旋流噴嘴的噴霧過程進(jìn)行了試驗(yàn)研究。圖2示出了基于同樣的噴射條件，使用大渦模擬得到的圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流形態(tài)與文獻(xiàn)[11]中試驗(yàn)得到的射流形態(tài)的對(duì)比。

圖2 射流形態(tài)的對(duì)比

通過對(duì)比圖2中的結(jié)果可以發(fā)現(xiàn)，從啟噴階段到充分發(fā)展階段，數(shù)值模擬的射流形態(tài)與試驗(yàn)所得的射流形態(tài)基本一致，說明數(shù)值模型設(shè)置合理，具有較高準(zhǔn)確性。而且數(shù)值模擬可以獲得更加清晰的表面波結(jié)構(gòu)，相對(duì)于試驗(yàn)方法可以更加深入地研究射流破碎的機(jī)理。

圖3示出了數(shù)值模擬研究和試驗(yàn)研究中，相同位置監(jiān)控點(diǎn)的軸向速度隨時(shí)間的變化。從圖3中可以看出，由于液體流動(dòng)時(shí)存在速度脈動(dòng)，因此監(jiān)控點(diǎn)的軸向速度會(huì)出現(xiàn)無規(guī)律的波動(dòng)。對(duì)不同時(shí)刻監(jiān)控點(diǎn)的軸向速度進(jìn)行統(tǒng)計(jì)平均后，可以得出試驗(yàn)研究中監(jiān)控點(diǎn)的平均速度為50.42 m/s，數(shù)值模擬研究中監(jiān)控點(diǎn)的平均速度為49.73 m/s，二者誤差為1.4%，誤差較小，進(jìn)一步驗(yàn)證了數(shù)值模擬模型的準(zhǔn)確性。

圖3 軸向速度試驗(yàn)結(jié)果與數(shù)值模擬結(jié)果的對(duì)比

2 圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流破碎過程的研究

在液體射流的噴射過程中，由于射流內(nèi)部湍流脈動(dòng)及氣相擾動(dòng)作用的存在，射流會(huì)逐漸失穩(wěn)進(jìn)而發(fā)生破碎。射流的破碎包括一次破碎和二次破碎過程，當(dāng)液體射流離開噴嘴后，液體形態(tài)將主要受自身表面張力控制，當(dāng)液體克服自身表面張力后，射流表面會(huì)產(chǎn)生空洞進(jìn)而斷裂成分裂液絲，該過程為一次破碎過程。當(dāng)分裂液絲再次克服表面張力時(shí)，液絲就會(huì)進(jìn)一步破碎成液滴，稱為二次破碎過程。本研究使用數(shù)值模擬方法對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的一次破碎過程和二次破碎過程進(jìn)行研究。

2.1 一次破碎過程

采用前文建立的仿真模型，環(huán)形出口處液相的軸向速度Ua設(shè)置為100 m/s，周向速度Uc設(shè)置為50 m/s，初始擾動(dòng)強(qiáng)度I設(shè)置為0.3，對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的發(fā)展過程進(jìn)行數(shù)值模擬研究，其中初始擾動(dòng)強(qiáng)度I為脈動(dòng)速度與軸向速度之比。按照液膜形態(tài)及軸向位置，可以將處于充分發(fā)展階段的圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流分為3個(gè)區(qū)域：連續(xù)液膜區(qū)、一次破碎區(qū)以及二次破碎區(qū)(見圖4)。

圖4 圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的液膜形態(tài)

由圖4可以看出，在連續(xù)液膜區(qū)，圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的表面會(huì)出現(xiàn)波動(dòng)，而且波動(dòng)的幅度會(huì)隨著軸向距離的增加而增大。當(dāng)射流發(fā)展到一次破碎區(qū)時(shí)，由于液膜的波動(dòng)幅度已經(jīng)與液膜厚度相當(dāng)，液膜表面就會(huì)形成空洞，隨后進(jìn)一步破碎成分裂液絲。當(dāng)射流發(fā)展到二次破碎區(qū)時(shí)，分裂液絲會(huì)逐漸破碎成分裂液滴。

圖5示出了充分發(fā)展階段時(shí)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流一次破碎區(qū)液膜在一段時(shí)間內(nèi)的形態(tài)變化。圖5中圓圈處所示為空洞的長(zhǎng)大過程，當(dāng)液膜波動(dòng)幅度增大到一定程度時(shí)，液膜表面就會(huì)在波谷處形成微小空洞，隨后空洞逐漸長(zhǎng)大，與相同軸向位置上的鄰近空洞發(fā)生融合，形成帶狀空洞，使液膜發(fā)生軸向斷裂。隨著射流的發(fā)展，該帶狀空洞還會(huì)與下游的帶狀空洞發(fā)生融合，使液膜發(fā)生周向斷裂。圖5中方框所示區(qū)域?yàn)榉至岩航z的形成過程，在射流的發(fā)展過程中，分裂液絲首先會(huì)與上游和下游的液膜相分離，與相同軸向位置的液膜仍然保持連接，隨后連接處的液膜體積逐漸減小，最終斷裂，使分裂液絲完全從液膜中破碎出來。

圖5 一次破碎區(qū)液膜形態(tài)的變化

圖6示出了圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流發(fā)生一次破碎前后橫截面上液相及氣相的速度矢量分布。從圖6a中可以看出，液相速度要明顯高于氣相速度，而且在相界面處存在非常大的速度梯度。圖6a中分別用黑色箭頭和灰色箭頭標(biāo)示出了液膜表面波動(dòng)的波峰和波谷的位置，可以發(fā)現(xiàn)液膜各處的運(yùn)動(dòng)方向基本一致，但是波峰處的速度比波谷處高，這就導(dǎo)致在運(yùn)動(dòng)過程中波谷處的液膜相對(duì)波峰處液膜徑向位移更小，從而使波谷處的液膜逐漸變薄。

圖6 一次破碎區(qū)的速度矢量

從圖6a中還可以看出，液膜下方(即射流內(nèi)側(cè))的氣體速度較高，液膜上方(即射流外側(cè))的氣體速度較低，因此液膜還會(huì)受到氣體的沖擊作用。如圖6a中虛線圓圈內(nèi)所示，此處氣體速度較高，而且運(yùn)動(dòng)方向發(fā)生改變，朝向?qū)嵕€圓圈處運(yùn)動(dòng)。實(shí)線圓圈處是厚度已經(jīng)非常小的液膜，在受到虛線圈內(nèi)氣體的沖擊后，會(huì)加速斷裂過程，最終形成如圖6b中實(shí)線圓圈內(nèi)的空洞。而且在液膜形成空洞后，由于內(nèi)外兩側(cè)氣體存在較大速度差，空洞處的氣體速度很高，促進(jìn)了空洞的長(zhǎng)大過程。由于空洞處氣體具有很高的速度，因此在圖6b中虛線圓圈內(nèi)形成了小型的局部渦結(jié)構(gòu)，增強(qiáng)了對(duì)鄰近液膜的擾動(dòng)作用，進(jìn)一步促進(jìn)了液膜空洞的長(zhǎng)大。

圖7示出了一次破碎過程中液絲表面的速度分布。從圖7中可以看出，此時(shí)液膜的軸向速度分布比較均勻，靠近上游的部分軸向速度較小，其他位置的軸向速度基本相同；而周向速度的分布較為復(fù)雜，液膜表面上不同位置周向速度差異較大，并且在與其他部分液膜的連接處周向速度梯度也較大，這就導(dǎo)致了該處液膜的拉長(zhǎng)以及與其他部分液膜的連接點(diǎn)逐漸變細(xì)。

圖7 液膜表面的速度分布

2.2 二次破碎過程

液絲從整體液膜斷裂出來之后，會(huì)繼續(xù)向下游移動(dòng)，并且發(fā)生形變。隨著射流的發(fā)展，分裂液絲會(huì)繼續(xù)斷裂形成液滴。液絲的破碎過程直接影響液滴的尺寸及速度，進(jìn)而影響射流霧化效果，因此需要對(duì)分裂液絲破碎過程進(jìn)行分析。

圖8示出了一個(gè)典型的分裂液絲從變形到破碎為液滴的全過程。從圖8中可以看出，液絲的初始形態(tài)為紐帶狀，這是因?yàn)閺倪B續(xù)液膜斷裂出來之后，由于速度分布不均勻，液絲各部分存在較強(qiáng)的相對(duì)運(yùn)動(dòng)，導(dǎo)致了液絲的彎曲和扭轉(zhuǎn)。隨著液絲向下游運(yùn)動(dòng)，在液絲的兩端會(huì)出現(xiàn)頸縮現(xiàn)象，頸縮作用逐漸增強(qiáng)，液絲會(huì)在該部位發(fā)生斷裂，在兩端分裂出兩個(gè)液滴，自身變?yōu)檩^短的液絲。隨后短液絲由于氣液相互作用再次從中間斷裂，分裂兩個(gè)液滴，此時(shí)最初的液絲已經(jīng)分裂為多個(gè)液滴。由此可以總結(jié)出分裂液絲的破碎規(guī)律：帶狀液絲首先會(huì)在兩端出現(xiàn)頸縮現(xiàn)象，分別斷裂出兩個(gè)液滴，最后剩余液絲又從中間斷裂成兩個(gè)液滴。

圖8 液絲變形與分裂的過程

為了對(duì)液絲的破碎進(jìn)行深入研究，本研究定義了液絲的長(zhǎng)徑比：γ=2L1/L2。式中：L1為液絲中心到液絲表面的最大距離，2L1即為液絲長(zhǎng)度；L2為液絲中心到液絲表面的最小距離，即液絲的半徑。本研究統(tǒng)計(jì)了射流處于充分發(fā)展階段時(shí)的一段時(shí)間內(nèi)所有液絲的尺寸及數(shù)量，得到了如圖9所示的液絲長(zhǎng)徑比與數(shù)量的關(guān)系。

圖9 不同長(zhǎng)徑比的液絲數(shù)量

從圖9中液絲數(shù)量的分布可以得出以下結(jié)論：1) 長(zhǎng)徑比小于3的液絲數(shù)量很小，說明圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流發(fā)生一次破碎后形成的球狀液絲很少，分裂液絲的形狀主要呈帶狀；2) 長(zhǎng)徑比在3～15這個(gè)區(qū)間內(nèi)的液絲數(shù)量占總數(shù)的83.2%，而且在該區(qū)間內(nèi)液絲數(shù)量的分布較為均勻，長(zhǎng)徑比對(duì)數(shù)量的分布影響不大，說明分裂液絲的長(zhǎng)徑比主要集中在這一區(qū)間內(nèi)，且形狀為中等長(zhǎng)度的絲帶形；3) 長(zhǎng)徑比大于17的液絲僅有3個(gè)，說明錐形液膜在發(fā)生軸向破碎后，由于周向表面波的作用，很快就會(huì)發(fā)生周向破碎，難以形成較長(zhǎng)的完整帶狀液絲。

根據(jù)液絲的Oh數(shù)和Re數(shù)可以將液絲破碎過程分為四類，即瑞利型破碎、一次風(fēng)生破碎、二次風(fēng)生破碎以及霧化(見圖10)。根據(jù)對(duì)液絲尺寸的統(tǒng)計(jì)分析，分裂液絲的Re數(shù)范圍為8 000～9 000，Oh數(shù)范圍為0.009～0.011，在圖10中用虛線圓形標(biāo)注出所處區(qū)域，可以看出分裂液絲的破碎主要屬于二次風(fēng)生破碎。在二次風(fēng)生破碎過程中，慣性力為液絲破碎的主控力，在慣性力作用下，液絲上的擾動(dòng)波不斷增長(zhǎng)，液絲頸部越來越細(xì)，最終發(fā)生斷裂，形成分裂液滴，此時(shí)表面張力對(duì)液絲破碎起抑制作用。

圖10 液絲的破碎機(jī)制

3 圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流表面波結(jié)構(gòu)的研究

在射流的發(fā)展過程中，其表面出現(xiàn)波動(dòng)，隨著射流的發(fā)展，振動(dòng)波的波長(zhǎng)和波幅都會(huì)有所增加，這種振動(dòng)波稱為射流的表面波，本部分將對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的表面波結(jié)構(gòu)進(jìn)行研究。

3.1 表面波結(jié)構(gòu)的形成機(jī)理

圖11示出了Ua=100 m/s，Uc=50 m/s，I=0時(shí)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流發(fā)展過程中液膜的形態(tài)。初始擾動(dòng)強(qiáng)度為0，說明在射流的初始發(fā)展過程中內(nèi)部流動(dòng)不存在湍流脈動(dòng)。從圖11中可以看出，在射流上游，液膜表面呈光滑狀態(tài)，沒有波動(dòng)現(xiàn)象，但是在射流下游，圖11中圓圈所示處，液膜表面出現(xiàn)了波動(dòng)現(xiàn)象，這說明外界氣體的擾動(dòng)是圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流表面波結(jié)構(gòu)形成的原因之一。

圖11 無初始擾動(dòng)時(shí)的液膜形態(tài)

研究表明，液體從環(huán)形出口以很高的射流速度射入靜止氣體中，在射流液體和氣體之間會(huì)存在巨大的速度差，這會(huì)引起Kelvin-Helmholtz不穩(wěn)定性(K-H不穩(wěn)定性)，進(jìn)而在射流表面形成K-H表面波。在射流噴射的初始階段，液體與氣體的接觸面積較小，氣液相互作用力較弱，此時(shí)K-H表面波結(jié)構(gòu)不明顯。圖12示出了Ua=100 m/s，Uc=50 m/s，I=0.3時(shí)，啟噴階段圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的形態(tài)，此時(shí)射流發(fā)展尚不充分，但是K-H表面波已經(jīng)出現(xiàn)。

圖12 K-H擾動(dòng)波及R-T擾動(dòng)波

觀察圖12中射流頭部的形態(tài)，可以看出此時(shí)射流頭部向外發(fā)生翻卷，這是因?yàn)殡S著射流的高速運(yùn)動(dòng)，在頭部氣液界面的法向上存在著由于氣液兩相密度差所產(chǎn)生的慣性力。密度梯度不僅使射流頭部的整體形態(tài)發(fā)生變化，還在頭部的液膜表面引起了Rayleigh-Taylor不穩(wěn)定性(R-T不穩(wěn)定性)，從而形成了R-T表面波。

圖12示出的圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流液膜的形態(tài)是具有初始擾動(dòng)時(shí)的情況，亦即射流內(nèi)部流動(dòng)存在湍流脈動(dòng)的情況。與圖11進(jìn)行對(duì)比可以發(fā)現(xiàn)，圖12中液膜在環(huán)形出口附近形成了表面波結(jié)構(gòu)，這說明湍流脈動(dòng)同樣是圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流表面波結(jié)構(gòu)形成的原因之一。

3.2 表面波結(jié)構(gòu)影響因素的研究

圖13示出了I=0.3，Uc=50 m/s時(shí)，不同軸向速度下，圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流近環(huán)形出口區(qū)域中央縱截面上液膜的形態(tài)。從圖13中可以看出，軸向速度的增大使軸向表面波破碎的位置逐漸靠近環(huán)形出口。而且觀察不同軸向速度時(shí)圓圈內(nèi)軸向表面波的形態(tài)，可以發(fā)現(xiàn)軸向表面波均呈反對(duì)稱結(jié)構(gòu)，這說明在當(dāng)前的條件下，軸向速度的改變對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流軸向表面波結(jié)構(gòu)的對(duì)稱模式?jīng)]有影響。從圖13中還可以看出，軸向速度的增大會(huì)改變圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流液膜破碎的形式。Ua=50 m/s時(shí)，液膜會(huì)斷裂為液絲，如圖13a中箭頭所示，Ua=100 m/s和Ua=150 m/s時(shí)，在液膜的斷裂過程中會(huì)出現(xiàn)體積較大的“液團(tuán)”，隨后“液團(tuán)”再破碎為液絲。

圖13 軸向速度對(duì)軸向表面波形態(tài)的影響

圖14示出了Ua=100 m/s，I=0.3時(shí)，不同周向速度下在距離環(huán)形出口2 mm處橫截面上圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的周向表面波結(jié)構(gòu)。從圖14中可以看出，隨著周向速度的增大，圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流周向表面波的波長(zhǎng)逐漸增大，從與液膜厚度相當(dāng)?shù)牟ㄩL(zhǎng)逐漸增大為接近2倍液膜厚度的波長(zhǎng)。圖14中，周向表面波的波動(dòng)幅度沒有隨周向速度的變化而發(fā)生變化，但是圖14c中液膜較早發(fā)生了周向破碎，這是因?yàn)橹芟蛩俣仍龃蠛笫挂耗ず穸茸冃?，因此在周向波?dòng)幅度相同的前提下，液膜厚度更小時(shí)液膜會(huì)更早出現(xiàn)周向破碎。

圖14 周向速度對(duì)周向表面波形態(tài)的影響

從圖14中還可以看出，當(dāng)周向速度為30 m/s時(shí)，橫截面上液膜會(huì)有小幅度的扭曲，其形狀仍然比較接近規(guī)則的環(huán)形。隨著周向速度的增大，液膜扭曲的程度也逐漸增大，最終在局部液膜發(fā)生較大程度的扭曲，這也是較高的周向速度會(huì)促進(jìn)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流液膜發(fā)生周向破碎的原因之一。

由于圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流存在較大的軸向速度和周向速度，因此在液膜表面會(huì)形成軸向表面波和周向表面波。本研究對(duì)一定時(shí)間內(nèi)液膜表面出現(xiàn)的所有軸向表面波和周向表面波的波長(zhǎng)及其軸向位置進(jìn)行了測(cè)量，得到了波長(zhǎng)與軸向位置的對(duì)應(yīng)關(guān)系，并通過線性擬合分別計(jì)算出軸向表面波和周向表面波波長(zhǎng)在軸向上的增長(zhǎng)率。

圖15示出了不同的周向速度下軸向表面波的波長(zhǎng)增長(zhǎng)率隨軸向速度的變化。從圖15中可以看出，當(dāng)軸向速度在50～100 m/s范圍內(nèi)增加時(shí)，圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流軸向表面波波長(zhǎng)的增長(zhǎng)速率基本沒有變化，但是同樣的軸向速度下旋轉(zhuǎn)強(qiáng)度的增加使波長(zhǎng)增長(zhǎng)率有所增大，這說明當(dāng)軸向速度較低時(shí)，周向速度對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流軸向表面波增長(zhǎng)速率的影響強(qiáng)于軸向速度的影響。當(dāng)軸向速度在100～150 m/s范圍時(shí)，隨著軸向速度的增大，軸向表面波波長(zhǎng)增長(zhǎng)率會(huì)隨之增加，說明在較高的軸向速度區(qū)間內(nèi)，軸向速度對(duì)軸向表面波的發(fā)展有促進(jìn)作用。

圖15 軸向速度對(duì)軸向表面波波長(zhǎng)的影響

圖16示出了Ua=100 m/s，不同初始擾動(dòng)強(qiáng)度下，周向速度對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流周向表面波波長(zhǎng)增長(zhǎng)率的影響規(guī)律。從圖16中可以看出，隨著周向速度的增大，圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流周向表面波波長(zhǎng)的增長(zhǎng)速率逐漸增大，這說明液體的旋轉(zhuǎn)運(yùn)動(dòng)對(duì)于圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流周向表面波的發(fā)展有促進(jìn)作用，這是因?yàn)橐后w周向速度的提高強(qiáng)化了氣液兩相間在周向上的相互作用，從而促進(jìn)了周向表面波的發(fā)展。

圖16 周向速度對(duì)周向表面波波長(zhǎng)的影響

從圖16中還可以看出，周向速度從30 m/s增長(zhǎng)到50 m/s后，周向表面波波長(zhǎng)增長(zhǎng)率增大了3倍左右，這說明當(dāng)周向速度較低時(shí)，周向速度對(duì)周向表面波的促進(jìn)作用比較明顯。周向速度超過50 m/s后，周向表面波波長(zhǎng)增長(zhǎng)率增加的速度有所減緩。對(duì)比圖16中不同初始擾動(dòng)強(qiáng)度下周向表面波波長(zhǎng)增長(zhǎng)率的變化規(guī)律，發(fā)現(xiàn)3條變化曲線基本重合，這說明周向速度對(duì)圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流周向表面波波長(zhǎng)增長(zhǎng)率的影響規(guī)律基本不受初始擾動(dòng)強(qiáng)度的影響。

4 結(jié)論

a) 射流的發(fā)展過程中，液膜在軸向上會(huì)出現(xiàn)兩個(gè)空洞，將空洞中間的液膜與整體液膜隔開，隨后被隔開的液膜又與周向上的液膜斷開，最終形成分裂液絲；分裂液絲發(fā)生彎曲和扭轉(zhuǎn)，由于慣性力的作用在兩端出現(xiàn)頸縮現(xiàn)象，進(jìn)而斷裂，隨后殘余液絲在中間發(fā)生斷裂，最終形成多個(gè)液滴；長(zhǎng)徑比在3～15這個(gè)區(qū)間內(nèi)的液絲數(shù)量占總數(shù)的83.2%；

b) 圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流的啟噴階段，在氣動(dòng)作用和湍流脈動(dòng)的共同作用下，在液膜表面會(huì)形成軸向和周向表面波；隨著軸向速度的增加，軸向表面波始終呈反對(duì)稱結(jié)構(gòu)，當(dāng)軸向速度在100～150 m/s范圍內(nèi)增大時(shí)，軸向表面波波長(zhǎng)增長(zhǎng)率會(huì)明顯增加；隨著旋轉(zhuǎn)強(qiáng)度的增大，圓環(huán)旋轉(zhuǎn)黏性射流周向表面波波長(zhǎng)的增長(zhǎng)速率顯著增大。