平面液体层碎裂过程试验研究.doc

中国工程热物理学会 学科类别：燃烧学
学术会议论文 编号：094004
平面液体层碎裂过程试验研究
曹建明，蹇小平，李跟宝，
陈志伟，张秋霞，王 磊，李雪莉，刘 朋，罗 明，苏海东，陈文凤
（长安大学汽车学院，西安 710064）
(Tel: [phone], Email: jcao@)

摘要：液体射流的碎裂直接影响液体雾化的质量，空气的动力作用将促进液体射流的碎裂。对小宽厚比喷嘴喷射出的平面水膜进入静止空气环境中和两侧不同气流流速环境中的碎裂过程进行了试验研究。结果表明，静止空气环境中的水膜表面波呈现对称波形，射流的碎裂长度随喷射流速的增大而增大，喷射压力对射流碎裂长度没有直接影响。空气助力作用使平面射流表面波的上、下气液交界面出现相位差，即使在水膜两侧空气助力气流流速完全相等的情况下，表面波的波形仍参差不齐。当水流流速较低时，水膜单侧较大的空气助力气流速度是非对称波形产生的条件；水膜的碎裂长度将随空气助力气流速度的增大而减小，在25 m/s的空气助力作用下，水膜的碎裂长度缩短了69%；较大的空气助力气流速度将造成水膜表面粗糙不平，并在喷嘴出口不远处被撕裂成不规则的片状和大颗粒水滴，表面波很难保持完整，甚至在水膜的中心区域也会出现被撕开的空穴，说明空气助力对于低速水膜射流具有很强的促进碎裂作用，空气助力作用必将极大地改善低速射流的一级雾化效果。当水流流速较高时，空气助力作用对水膜碎裂长度的影响大为减弱，水膜的碎裂长度最多缩短了9.5%；即使在高速助力空气的作用下，水膜仍长期保持较稳定的射流流态，没有出现明显的水膜撕裂现象，说明在小宽厚比喷嘴的瑞利（Rayleigh）模式射流中，高速射流是水膜的稳定因素。与气液流速比、气液流速差、气流马赫数等量纲一参数相比，液体喷射的绝对流速是射流碎裂的主要影响因素。
关键词：液膜碎裂长度，空气助力，喷嘴出口宽厚比，射流表面波

0 前言
雾化使连续液体碎裂成为大量离散型液滴，明显地增大了液体的表面积。在动力装置和燃油锅炉的燃烧室中，雾化使随之发生的燃烧 ¾ 传质传热过程大为加强。因此，雾化机理的研究对于实际喷雾和燃烧系统的设计和改进是十分重要的。雾化是在内、外力的作用下，液体的碎裂过程，液体一出喷嘴就会形成某种模式的表面波。一方面液体的粘性会抵抗液滴几何形状的任何变化而使之趋于稳定，表面张力将促使液滴成为球形，因为球形液滴所需要的表面能是最小的；另一方面，射流的径向速度分量和作用于液体表面的空气动力会促使其碎裂。一旦外部作用力超过了表面张力压力，碎裂就会发生。连续射流的一级碎裂会形成液片、液线及许多大颗粒液滴。但该过程是不稳定的，如果外部气体压力大于这些液片、液线及大颗粒液滴的表面张力压力，表面张力压力就不能

基金项目：国家自然科学基金 （No. 50676012）
抵抗外部气体压力的变化而使液体内部压力保持常数。在这种情况下，外部压力将促使液体变形，并最终导致液体更进一步的二级碎裂，形成大量更为细小的液滴。液滴变小，则其表面张力压力将增大。对于这些小颗粒的液滴，由于它们具有较大的表面张力压力，足以抵抗作用于它们表面上的外部压力的变化，使小颗粒液滴在新的平衡状态下趋于稳定。一级雾化的效果将影响二级雾化的质量。液体外部的空气动力作用是液体射流碎裂的主要促进因素，在射流周围施加空气助力气流是促进液体射流碎裂的通用手段。
对于平面液体层碎裂机理的探讨是国际流体与燃烧学界的热门问题之一，研究多采用线性稳定性或非线性稳定性分析方法，论文较多。但目前对于空气助力平面液体层碎裂机理的探讨还相对较少，且多为理论研究，试验研究更少。Li[1]（1994）应用线性稳定性理论提出了液膜射流两侧气流流速不等时，表面波形呈现近对称模式（para-varicose）和近非对称模式（para-sinuous）的概念。作者[2-3]（1999-2000）将环境气体的可压缩性引入了线性稳定性模型中，为高速空气助力环境下液膜射流的不稳定性分析和碎裂过程研究做出了贡献。Mitra等人[4]（2001）应用线性稳定性理论研究了平面液体层的碎裂行为和特征。Mehring和Sirignano[5]（2003）应用降维近似方法研究了平面液体层的稳定性和碎裂过程，指出液体流速比空气助力流速对射流稳定性和碎裂过程的影响更大。Tharakan和Ramamurthi[6]（2005）应用线性稳定性理论研究了射流的表面波增长率。Siamas和Jiang[7]（2007）应用欧拉近似法解N-S控制方程，对表面波进行了稳定性分析。上述引文均为空气助力作用下液膜碎裂的纯理论研究。试验研究方面，Arai和Hashimoto[8]（1985）进行了射流碎裂的试验研究，他们观察到了射流的一级碎裂所形成的液片、液线及大颗粒液滴和二级雾化形成的大量细小液滴。Hashimoto和Suzuki[9]（1991）对表面波形进行了试验观察和理论研究。Hauke等人[10]（2002）的贡献在于考虑了环境气体粘性对粘性液体层的影响。Park等人[11]（2004）对表面波形和碎裂长度进行了试验观测，并与线性稳定性分析结果进行了对比研究。他们观察到了射流非对称波形中存在被撕裂的空穴和碎裂的液线，实测的表面波增长率总是比理论计算的小，射流的碎裂长度与气液体相对速度平方的倒数成正比。本文在水射流试验台上进行了喷嘴宽厚比为20的空气助力水射流试验，观察了射流表面波形的变化，探讨了射流碎裂长度的影响因素。

1 试验装置和方案
试验的目的是在恒压水射流试验台上对不同空气助力气流流速下高、低速平面水射流进行闪光摄影，拍摄射流表面波的波形和碎裂长度照片，以分析表面波形变化，探讨射流碎裂长度的影响因素。
恒压水射流试验台的布置如图1所示。它由压力储水罐、压缩空气瓶、水流和气流玻璃转子流量计、空气助力平面狭缝喷嘴、以及一些管路和阀门组成。压缩空气瓶经阀门对储水罐加压，储水罐内的压力由压力表测量，试验设定的喷射压力为0.4 MPa。储水罐内放置涂刷清漆的木板，起水、气隔离作用，以避免加压气体溶入水中，造成喷射干扰。储水罐输送压力水经水流玻璃转子流量计供给空气助力平面狭缝喷嘴内部的中心水流道喷射。两个压缩空气瓶经气流玻璃转子流量计向空气助力平面狭缝喷嘴内部两侧的助力气道分别供气。水流玻璃转子流量计产品型号为SA10-25，浮子密度为7.94 g/cm3，流量量程为160-1600 L/h，可测量1-5 m/s流速的水流；气流玻璃转子流量计产品型号为SA10-15，浮子密度为7.94 g/cm3，流量量程为0.6-6 m3/h，可测量1-25 m/s流速的气流。空气助力平面狭缝喷嘴采用机械加工方法制做，不锈钢和铝合金材质，该喷嘴为可拆开型，内部流道如图2所示。为了避免喷嘴内部的扰流，使流体流动光滑稳定，用1500号水砂纸对喷嘴内部流道进行了打磨、抛光，并用饮料吸管制成集束导流管，集束导流管放置于喷嘴流道内部。喷嘴出口长度40 mm，宽度2 mm，喷嘴出口宽厚比为20。成像采用佳能EOS30D数码单反照相机，800万像素，高分辨率CCD。照相机镜头原配标准镜头，为了反映喷射表面波的细节，近距拍摄，又配置了日本腾龙SPAF90MMF/2.8Di微距镜头。附件还有佳能EOS30D数码单反照相机专用快门线，三脚架，黑色PVC背景板，银燕BY-450AFD型闪光灯等。在喷嘴出口处安装标杆，粘贴钢标尺，以便对表面波进行读片处理，显示液膜射流表面波的振幅和碎裂长度。拍摄时室内全暗，闪光灯与照相机位于同侧，照相机采用B门，单次曝光拍摄。

图1 恒压水射流试验台的布置

图2 空气助力平面狭缝喷嘴
静止空气环境中的平面射流试验拟在0.2 MPa喷射压力，水流流速为1 m/s、2 m/s、3 m/s和0.4 MPa喷射压力，水流流速为1 m/s、2 m/s、3 m/s、4 m/s、5 m/s下进行，预设工况点为8个。空气助力作用下平面射流试验拟在0.4 MPa喷射压力下进行，水流流速为1 m/s和5 m/s，水膜两侧空气助力气流流速分别为0 m/s、5 m/s、10 m/s、15 m/s、20 m/s、25 m/s，预设工况点为40个。观察发现，水膜的正面和侧面均呈现表面波，因此拟对每种工况分别从正面和侧面拍摄表面波形。表面波形试验共拍摄了3500余幅照片，经过仔细挑选，为48个工况点选出了较为清晰的正、侧面表面波形照片96幅，进行后期数据处理。为了便于观察射流表面波的细节，应用Photoshop软件对表面波形照片进行了后期处理，制做阴影图片，阴影图片使表面波的边界更加清晰可辨。射流碎裂长度试验共拍摄了1500余幅照片，每个工况点30幅左右，每个工况各照片的碎裂长度最多相差一个波长，十分接近，为了更真实地反映各工况点的碎裂长度，我们取30幅照片碎裂长度的算数平均值作为该工况点的碎裂长度，在每个工况点的30幅左右照片中选择1幅较为清晰的照片作为该工况点的代表性样片。

2 试验结果与分析
2.1 静止空气环境中液体层的表面波形和碎裂长度
液体喷射有三种流动区域或模式，即瑞利（Rayleigh）区域、断续（intermittent）区域和雾化（atomization）区域[12]。静止空气环境中液体层表面波形和碎裂长度试验是在0.2 MPa和0.4MPa两个喷射压力下进行的，试验均处于喷雾的瑞利区域。瑞利区域所形成的典型表面波形为对称波形（varicose）和非对称波形（sinuous），如图3所示。所有照片均显示平面液体层的正面与侧面均呈现表面波，说明实际喷射表面波是三维的，应为正、侧面表面波叠加而成的结果。图4为静止空气环境中平面水膜的表面波形。可以看出，射流一出喷嘴，正面宽度就几乎呈直线减小，并逐渐发生汇集。在交汇点之后随着贯穿距离的增大，液膜的宽、厚度（或者说分别从正、侧面看均为液膜的厚度）几乎相同，表面波振幅增大，到达某一距离后，振幅大小逐渐平稳，并产生对称波形波动，该现象也同样被Jazayeri的试验观察到[13]（1997）。图5所示为射流的碎裂长度随喷射流速的变化关系。可以看出，射流的碎裂长度随喷射流速的增大几乎呈直线增大。从图5中还可以看出，0.2 MPa曲线与0.4MPa相应喷射流速下的曲线几乎重合，说明喷射压力与射流的碎裂长度没有直接关系，喷射压力只有通过喷射流速才对射流的碎裂构成影响。在1 m/s的喷射流速下，试验照片的拍摄长度达到400 mm以上，仍然没有碎裂；在5 m/s的喷射流速下，液体层的碎裂长度可达1440 mm以上，可见未经喷嘴内部干扰和空气助力的射流碎裂长度是相当长的。
然而，Tharakan等人[14]（2002）的试验表明，射流的液膜初期宽、厚度基本不变，后期宽、厚度均明显增大，且尺寸几乎相同，射流没有发生汇集现象，侧面表面波形呈现非对称模式；射流尾部呈现湍流流动状态并发散，射流的碎裂长度随喷射流速的增大而减小，他们的研究结果代表了大多数线性和非线性稳定性理论研究者的观点。本试验得到的结果却恰恰相反，所有照片均显示对称波形占据了绝对的主导地位，射流的碎裂长度要随喷射流速的增大而增大。
究其差别的原因，可能的解释是由于射流空气动力与表面张力的不同作用而引起的，与平面狭缝喷嘴的宽厚比（即液体层的初始厚度）及喷射流速有关。Jazayeri喷嘴出口的尺寸为mm，宽厚比为7.75；我们的喷嘴是根据Jazayeri的喷嘴仿制的，喷嘴出口的尺寸为mm，宽厚比为20，喷射流速较低；而Tharakan等人的喷嘴有3个，尺寸分别为、、mm，宽厚比分别为33、44、66，喷射流速较高。因此，喷嘴出口的宽厚比和喷射流速不同，所呈现的表面波形也完全不同。当喷嘴出口宽厚比较大、液体层的初始厚度较小时，空气动力作用占据主导地位，液体层宽、厚度均不断增大，并呈现非对称波形，射流的碎裂长度随喷射流速的增大而减小；而当喷嘴出口宽厚比较小、液体层的初始厚度较大时，在表面张力的主导下，射流正面逐渐收缩并最终发生汇集，正、侧面均呈现对称波形，射流的碎裂长度要随喷射流速的增大而增大。连贯起来看，在喷嘴出口的宽厚比由大到小、喷射流速由高到低的变化过程中，液膜射流存在由非对称波型向对称波形的逐渐过渡，存在射流的碎裂长度随喷射流速的增大而减小向随喷射流速的增大而增大的逐渐过渡。即存在不同的射流不稳定区，不同区域内射流所呈现的不稳定性是大不相同的。因此，过渡临界点（或平衡点）的寻求将成为液膜射流稳定性研究的下一个待定问题。

图3 平面射流的表面波模式 （a）对称波形（varicose） （b）非对称波形（sinuous）

（a） 正面照片图（喷射压力0.4 MPa，喷射流速2 m/s）

（b） 正面阴影图（喷射压力0.4 MPa，喷射流速2 m/s）

（c） 侧面照片图（喷射压力0.4 MPa，喷射流速5 m/s）

（d） 侧面阴影图（喷射压力0.4 MPa，喷射流速5 m/s）
图4 静止空气环境中水膜的表面波形

图5 静止空气环境中液体层的碎裂长度

2.2 空气助力作用下液体层的表面波形和碎裂长度
静止空气环境中液体层的表面波形呈现对称模式，而空气助力环境中液体层表面波的上、下气液交界面则呈现出了不同程度的相位差。即使在水膜两侧空气助力气流流速完全相等的情况下，表面波两侧的波形仍参差不齐，如图6所示。这说明即便水射流处于两侧完全对称的气流中，水膜两侧位于液相气液交界面和气相气液交界面之间负压区内的微涡流的流动方向也不相同，因此水膜两侧气流的扰动效果不同，出现“对称性破缺”现象，岳晓峰等人[15]的试验研究也证实了这一现象的存在。对于该现象的非线性稳定性分析作者将在另文详述。

图6 空气助力作用下水膜的表面波形（喷射流速5 m/s，空气助力：左侧25 m/s，右侧25 m/s）

在1 m/s射流流速下，当单侧空气助力气流流速达到15 m/s以上（左0右15、左5右15、左10右15、左15右15 m/s以上）时，表面波呈现出明显的非对称波形趋势，如图7所示。说明在小宽厚比喷嘴喷射出的较低速水流的瑞利区域射流中，水膜单侧较大的空气助力气流速度是非对称波形产生的条件。在1 m/s射流流速下，当水膜单侧助力空气的气流流速达到20 m/s以上时，水膜表面开始变得粗糙不平；当水膜两侧气流流速均超过20 m/s时，在喷嘴出口不远处水膜表面波就会发生急骤胀大（极高的表面波增长率），严重的扭曲和变形，并被撕裂成不规则的片状和大颗粒水滴，表面波很难保持完整，甚至在水膜的中心区域也会出现被撕开的空穴，见图8。说明空气助力对于低速射流水膜具有很强的促进碎裂作用，空气助力作用必将极大地改善低速射流的雾化效果。在5 m/s射流流速下，即使在高速助力空气的作用下，水膜仍长期保持较稳定的射流流态，没有出现表面波的严重胀大、扭曲、变形和明显的水膜撕裂现象，见图6。说明在小宽厚比喷嘴喷射出的较低速水流的瑞利模式射流中，高速射流是水膜的稳定因素。或者说，在其它条件不变的前提下，受液体表面张力的影响，喷射液体雷诺数、韦伯数的提高是射流碎裂过程中的稳定因素。

图7 水膜的非对称表面波形（喷射流速1 m/s，空气助力：左侧15 m/s，右侧20 m/s）

（a） 正面

（b） 侧面
图8 高速空气助力作用下水膜表面波的变形与撕裂
（喷射流速1 m/s，空气助力：左侧25 m/s，右侧25 m/s）

图9 空气助力作用下1 m/s水膜的碎裂长度

图10 空气助力作用下5 m/s水膜的碎裂长度

空气助力作用下水膜射流的碎裂长度随水膜两侧空气助力气流流速和的变化关系如图9和图10所示。图9为1 m/s喷射流速的情况，图10为5 m/s的情况。从图9中可以看出，随着单侧空气助力气流流速或的增大，水膜的碎裂长度减小。水膜的碎裂长度从静止空气环境下的461 mm减小到25 m/s空气助力作用下的143 mm，减小了69%。空气助力气流流速越大，水膜碎裂长度减小的幅度越大。从图10中可以看出，高速水射流的情况与低速时的情况有很大的区别，与1 m/s的低速水流相比，5 m/s的高速水流下的水膜碎裂长度明显增大。这说明水流速度不仅是水膜的稳定因素，水流速度越大，水膜的碎裂长度越大；而且是射流碎裂过程中的主要影响因素。从图9和图10的比较中可以看出，在5 m/s的高速水流流速下，无论如何施加空气助力，其射流碎裂长度也要比静止空气环境中1 m/s低速水流的长得多。这说明水流流速对射流碎裂长度的影响要比空气助力气流流速的影响大得多，这与Mehring和Sirignano[5]（2003）的结论完全一致。从图10中还可以看出，水射流的碎裂长度随水膜两侧空气助力的增大仅在1300~1380 mm的较小范围内变化。静止空气环境中5 m/s的高速水流的碎裂长度为1443 mm。可见水膜两侧空气助力对于高速水流的碎裂影响较小，即使在水膜两侧附加了25 m/s的空气助力，碎裂长度的减小也不大。反而是在较小空气助力的作用下（左5 右10 m/s），水膜的碎裂长度缩短最大，比在静止空气环境的减小了140 mm，约9.5%。从图9和图10的比较中还可以看出，与水流流速相比，气液流速比、气液流速差（气液相对速度）、及气流马赫数对射流碎裂长度的影响要小得多。线性稳定性理论中常常讨论的这些量纲一参数并不是液体碎裂过程中的主要影响因素。

3 结论
对小宽厚比喷嘴喷射出的平面水膜进入静止空气环境中和空气助力环境中的碎裂过程进行了试验研究。得到如下结论：
（1）水膜的正、侧面均存在喷射表面波，说明表面波是三维的。
（2）在喷嘴出口的宽厚比由大到小、喷射流速由高到低的变化过程中，液膜射流存在由非对称波型向对称波形的逐渐过渡，存在射流的碎裂长度随喷射流速的增大而减小向随喷射流速的增大而增大的逐渐过渡。即存在不同的射流不稳定区。
（3）小宽厚比喷嘴的喷射压力对射流碎裂长度没有直接影响，喷射压力只有通过喷射流速才对射流的碎裂长度构成影响。
（4）空气助力作用使平面射流表面波的上、下气液交界面出现相位差，即使在水膜两侧空气助力气流流速完全相等的情况下，表面波的波形仍参差不齐。当水流流速较低时，水膜单侧较大的空气助力气流速度是非对称波形（sinuous）产生的条件。
（5）小宽厚比喷嘴的低速水膜碎裂长度将随空气助力气流速度的增大而减小，空气助力对于低速水膜射流具有很强的促进碎裂作用，空气助力作用必将极大地改善低速射流的一级雾化效果。当水流流速较高时，空气助力作用对水膜碎裂长度的影响大为减弱。即使在高速助力空气的作用下，水膜仍长期保持较稳定的射流流态，高速射流是水膜的稳定因素。
（6）与气液流速比、气液流速差、气流马赫数等量纲一参数相比，液体喷射的绝对流速是射流碎裂的主要影响因素。

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