MORPHOLOGICAL EVOLUTION CHARACTERISTICS OF LIQUID SHEETS FORMED BY MICROJETS IMPINGEMENT
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摘要: 利用高速相机从正面和侧面两个视角拍摄了不同速度微射流撞击形成液膜的流动形态, 以深入理解液膜形态演变的物理机制. 实验中的射流韦伯数在6.3 ~ 404.5之间变化, 结果表明: 随着微射流速度的增加, 射流的流动形态经历了从层流到湍流的变化, 所形成的液膜经历了液体链条、封闭液膜、边缘失稳和波动液膜等多种流动形态. 侧面视角观察到了撞击点附近射流表面存在静止毛细波, 其波长随韦伯数增加呈现快速减小后缓慢减小的趋势. 还观察到液膜顶端存在界面不稳定状态, 其摆动导致沿液膜边缘产生向下传播的界面扰动, 进而在液膜边缘形成液珠, 液珠又可发展成指状液丝. 指状液丝的生成带走了液膜中的部分流体, 导致液膜在指状液丝根部上方撕裂. 当射流中出现速度脉动后, 会激励起液膜表面波动. 若速度脉动间歇出现, 液膜波动会在扰动消失后很快衰减; 而持续的速度脉动会激励产生剧烈且持续的液膜摆动. 这一发现证实了速度脉动引入的有限大小的扰动是激发液膜波动的必要条件. 此外, 液膜波动加速了液珠形成以及液珠向指状液丝的转变过程, 还影响了指状液丝的空间分布. 液膜摆动使两侧的撕裂点向液膜中心汇聚, 形成下游的长液丝, 完成了从液膜到液丝再到液滴的雾化过程. 研究还利用纹影法获得了射流从层流向过渡流演变过程中液滴直径数据, 发现液滴大小概率密度分布由多峰分布逐渐转变为符合Gamma函数的单峰分布. 本研究得到的微射流撞击形成液膜的演变规律和机制, 为相关应用研究提供了理论支持和定量认识.
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关键词:
- 微射流 /
- 撞击射流 /
- 界面演变, 流动形态 /
- 液滴分布 /
- 雾化
Abstract: This paper employs high-speed cameras to capture the flow morphology of liquid sheets formed by the impingement of microjets from both frontal and lateral perspectives, aiming to gain an in-depth understanding of the physical mechanisms governing the morphology evolution of liquid sheet. The Weber number of the jet varied between 6.3 and 404.5. Experimental results indicate that as the velocity of microjets increases, the flow morphology transitions from laminar to turbulent. The resulting liquid sheet undergoes various flow morphologies, including liquid chain, closed liquid sheet, destabilized liquid rim, and undulating liquid sheet. From a lateral perspective, stationary capillary waves are observed near the jet impact point, with the wavelength exhibiting a trend of rapid decrease followed by a slow reduction with increasing Weber number. An interface instability state is observed at the top of the liquid sheet, where oscillations induce interface disturbances propagating downward along the sheet edge, forming liquid beads that can develop into liquid threads. The generation of liquid threads removes some fluid from the liquid sheet, causing tearing above the base of the thread. The appearance of turbulent disturbances in the jet excites surface oscillations in the liquid sheet. Intermittent disturbances result in rapid attenuation of sheet oscillations after the disturbance disappears, while continuous turbulent disturbances stimulate vigorous and sustained oscillations in the liquid sheet. This finding confirms that introducing finite-sized disturbances by turbulence is necessary for exciting liquid sheet oscillations. Furthermore, sheet oscillations accelerate the formation of liquid droplets from liquid sheet and influence the spatial distribution of filamentous liquid threads. The swinging of the liquid sheet causes the convergence of tearing points on both sides towards the sheet's center, forming downstream elongated liquid threads, completing the atomization process from sheet to threads and finally to droplets. The study also employs shadowgraphy to obtain droplet diameter data during the transition from laminar to turbulent flow, revealing a shift from a multimodal distribution to an unimodal distribution conforming to the Gamma function. The observed evolution patterns and mechanisms of liquid sheet formation due to microjet impact contribute theoretical support and quantitative insights for related applications.-
Keywords:
- microjet /
- impinging-jet /
- interface evolution, flow morphology /
- droplet distribution /
- atomization
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引言
液体微射流互相撞击是液体火箭发动机雾化常用的方式, 液体经过喷口形成高速射流, 在气体中自由发展后以一定角度互相撞击, 所形成的液膜会发生剧烈的扰动并最终破碎. 形成液膜的动力学特征对液体火箭发动机推力室燃烧效率和稳定性有重要影响[1-3]. 撞击微射流所形成的流动形态在表面张力、黏性力、惯性力和空气动力的影响下, 呈现了丰富多样的流动结构: 从低流量时的完整液膜, 到高流量时剧烈摆动的液膜[4]. 借助于不同的流动形态, 撞击射流形成的液膜可应用于微型反应器合成纳米颗粒[5-6], 以及高通量生产各种成份、大小和形状的单分散微液滴[7].
近60年来, 研究者开展了多项理论、实验和数值研究, 以阐明微射流撞击作用的基础物理过程. 撞击射流的流动特性取决于撞击角、射流长径比、射流速度剖面和湍流程度等因素[8]. 低速时, 微射流的撞击会形成边缘稳定和内部平滑的液膜. Taylor[9]最早建立了平滑的液膜厚度、形状和速度的解析模型. 后来有学者通过理论和实验对液膜的厚度[10]、形状和速度进行了分析, 并对解析模型进行了改进[11-13].
当微射流速度从低速增加到某一值时, 平滑稳定的液膜会转变为内部相对平滑而边缘失稳的模式[14-18], 生成指状液丝. 平滑液膜反映了宏观液膜的形态特征, 指状液丝蕴含了液丝断裂动力学和微观液滴信息. 研究两者内在联系, 将有助于建立不同尺度的关联模型. 因此, 研究指状液丝的形成机理显得尤为重要. Yasuda等[19]在低速微射流实验中发现, 背压增大会导致液膜失稳, 液膜下游横向褶皱之前的纵向褶皱穿破了液膜边缘, 形成液丝. Bremond等[20]使用两股水射流以72°角进行撞击的实验显示, 层流射流本身的扰动会导致水液膜边缘失稳, 从而在下游边缘形成细指状液丝, 最终由于毛细作用收缩并夹断成液滴. 还有研究指出, 液膜边缘扰动使局部动量力大于局部表面张力后, 会产生液珠, 沿边缘运动成类似指状液丝, 并最终碎裂为小液滴. 对于扰动发生的位置限定在液膜边缘范围内, 但未明确扰动发生的具体位置[21-22]. 此外, 非对称微射流撞击实验发现, 随微射流速度增加, 液膜形态会出现多模式的转变, 其中鱼骨模式间歇出现, 一股射流长度差异导致速度分布差异, 从而产生鱼骨模式扰动, 其潜在原因尚不清楚[23-24].
高流速下, 无论射流处于层流还是湍流状态, 撞击射流所形成的液膜可产生波动, 进而失稳, 最终破碎为液滴, 完成雾化过程. Dombrowski等[25]对两种射流流动状态下的液膜波动进行了区分. 发现在层流条件下, 液膜下游较薄的区域在气动力的作用下发展出波动, 因此称液膜上的波动为气动波(aerodynamic wave), 此时液膜破碎长度随着环境压强增大而变小[26]. 而在湍流情况下, 液膜在射流撞击点附近就产生波动, 历史上被称为撞击波(impact wave). 研究发现即使在真空环境下(93.5%真空度, 6.7 kPa), 撞击波也存在, 这说明撞击波的形成不是由空气动力引起, 而是液膜自身的特性主导[27]. Chen等[28]利用数值模拟捕捉到了液膜高度不稳定演变的过程, 明确了液膜向液丝和液滴转变的过程. 此外, 后续研究发现, 撞击波特征波长大约为一个射流直径大小, 随着与撞击点距离增加, 波间距增大[29-30].
撞击波可引起液膜表面波动, 这种波动可使液膜破碎为液滴. Hautman[31]得出索特平均液滴直径(Sauter mean diameter)随液体动量通量增加和表面张力减少而减小, 其分布峰值出现在喷雾中心附近, 该区域内的索特平均液滴直径分布较为均匀. Yuan等[32]通过增加液体动量通量和下游距离使喷雾液滴质量概率密度分布更加均匀. 近期有研究[33-34]通过高速水微射流撞击实验发现, 随着距撞击点距离和微射流速度的增加, 液膜破碎成小液滴的概率增大. 尽管已开展多项探索, 但复杂的不稳定机制、液膜破碎特征和液滴形成机理还有待深入研究.
综上所述, 目前关于微射流撞击形成液膜的研究主要集中在宏观液膜形态的差异上, 更关注层流和湍流这两个相对独立的状态, 在不同射流参数下的液柱波动, 扰动来源和液膜形态变化的机制方面尚有不足. 微射流的流动状态如何影响液珠向液丝的转变并最终形成液滴分布的物理机制较为复杂, 这一研究方向值得深入探讨. 本研究构建了微射流撞击成膜的实验平台, 利用高速摄像技术拍摄了低黏度、高界面张力微射流撞击形成液膜的演变过程. 通过改变微射流速度, 对射流波动特征、液膜形态演变和液滴分布等进行了研究.
1. 实验装置和技术
1.1 实验装置
为了研究射流撞击所形成液膜的形态, 我们搭建了如图1所示的实验平台. 采用注射泵(美国HARVARD Apparatus公司 PHD ULTRA 70-3006)将注射器中的液体推送至内径2 mm、外径4 mm的聚乙烯(PE)管中. 液体从与PE管相连的不锈钢针头喷出, 撞击后形成的流体最终流入透明的液体收集槽. 本实验选用内表面光洁度较好的喷嘴, 以此来降低对液体的扰动. 从正面和侧面两个方向放置LED光源, 作为拍摄流动形态时的背光. 采用双机位高速摄像机(德国PCO公司 PCO.dimax HS1), 从不同视角拍摄流体, 以便更全面地观察和记录流体形态. 为了获得高分辨率的图像和捕捉流动演变细节, 本实验将高速摄像机的帧率设置为9800帧/秒, 图像分辨率为526 × 1000像素.
通过光学元件和金属框架所搭建的机械结构实现了实验的稳定性和可调性. 其中一台摄像机正对液膜拍摄图像, 用于观测液膜形态转变过程. 同时, 另一个摄像机拍摄两股微射流形成液膜的侧面图像, 用于观测液柱和上方液膜的演变过程. 通过这两个主要视角的拍摄, 可以较全面观察液体流动的演变过程.
图1所示为两股速度为$ u_j $的射流, 喷嘴内径为$ D_j $ = 0.61 mm, 撞击夹角为2α = 60°. $ L_j $表示射流的长度, 本实验中两股射流长度相等, 均为5 mm. 实验采用的液体为去离子水, 射流韦伯数(Weber number, We)定义为We = $ \rho u_j^2 D_j/\sigma $, 雷诺数(Reynolds number, Re)定义为Re = $ \rho u_j D_j/\mu $, 其中$ \rho $表示液体密度, $ \sigma $和$ \mu $分别表示表面张力和动力黏度. 流体参数如下: 液体密度985.2 kg/m$ ^3 $, 动力黏度1.085 mPa$ \cdot $s, 表面张力69.66 mN/m.
1.2 液滴直径分布提取方法
图2显示了基于阴影法提取液滴直径的过程. 阴影法的原理是光线穿过流体时, 流体会遮挡部分光线, 在成像平面上形成阴影, 其大小、形状和密度会影响所观察到影子的特征. 通过分析这些影子的形态和变化, 可以推断出流体的面积、大小和分布等信息. 利用阴影法可对高速摄影图像进行直接处理和分析, 获得颗粒的直径信息, 而不需要复杂的光学装置. 使用ImageJ软件处理原始图像, 将图像类型设置为8位, 定义单位长度像素点个数. 设置适当的色调平衡和对比度阀值, 然后通过填补、封闭、分割等方法获得想提取的液滴区域, 将粒子测量参数设置为面积测量. 为了统计所有液滴包括不规则形状的液滴, 将提取液滴面积的大小范围设置为0 ~ ∞, 圆度设置为0 ~ 1.
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图 2 基于阴影法提取液滴直径的过程Figure 2. Procedues of extracting the droplet diameters based on the shadowgraphy method识别到的液体主要有液滴、大块断裂的液膜和液丝. 所以需要进一步手动筛选, 去除过大液膜块、过大液滴和长度约为4倍液滴直径的液丝等异常数据, 最后保存液滴面积数据, 再通过计算获得液滴直径.
2. 结果与讨论
2.1 不同流速下的流动形态
随着微射流We的增加, 出现了各种流动形态. 图3展示了不同We下的微射流撞击流动形态. 如图3(a)所示, 当流速较低时, 两股射流在撞击点融合为一股更粗的射流, 射流在下游破碎为直径与射流直径相当液滴. 当射流We = 12.4时, 两股射流形成了如图3(b)所示的"液体链条"的形态, 即射流在撞击点形成尺寸较小的液膜, 液膜边缘在下游进一步相互作用, 再形成垂直于第1个液膜的第2个液膜, 直至下游动量较小至无法再形成后续液膜. 进一步增加速度可以观察到内部平滑且边缘稳定的"封闭液膜"流动形态, 如图3(c)中所示. 该液膜的下游仍可以形成相垂直的液膜, 并在下游形成不规则射流, 最终射流破碎为液滴.
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图 3 不同流速下两股水微射流撞击形成的液膜形态. 上图和下图分别为正视图和侧视图Figure 3. Morphologies of the liquid sheet formed by the impingement of two water microjets at different flow rates. The top images and the bottom images are the front view and the side view, respectively图3(d)中的正视图显示了We = 64.7时, 液膜内部平滑, 液膜边缘在下游破碎的"边缘失稳"流动形态. 侧视图观察到整个液膜沿着二维空间铺展开, 呈现相对竖直的流动形态. 液膜边缘在上游出现液珠, 并在下游发展为指状液丝. 当We增加到91.3, 指状液丝在更上游的位置形成, 且多个指状液丝共同存在, 如图3(e)所示.
当We = 111.5时, 原本平滑的液膜表面开始出现小波动, 但液膜边缘仍在下游闭合, 如图3(f)所示. 侧视图中可见一股射流表面出现复杂波动, 而另一股射流表面平滑. 当We更大时, 图3(g)和图3(h)中可见剧烈波动的液膜, 即进入"波动液膜"流动状态. 液膜的波动加速了指状液丝的生成, 并在液膜下游形成了明显的弧形液丝. 侧视图显示两股射流均出现复杂波动, 且液膜波动幅度增大. 液膜波动更剧烈, 在三维空间呈现复杂的流动状态.
在本研究中, 观察到射流喷射过程中表现出了不同的流动状态, 这主要是由于管道内部流体动力学和射流表面的气体剪切效应. 通常认为, 当流体在管道内流动, Re小于2100时为层流, 大约在2100 ~ 4000之间时为过渡流, 大于4000时为湍流. 在本文研究的参数范围内, Re从474.1 ~ 3792.5, 即从层流状态过渡到湍流状态. 在图3(f)所示的流动状态中, 射流开始表现出时有时无的速度脉动, 即发生层流与湍流之间的间歇性转变, 对应的Re = 1991.1, 接近管流从层流到过渡流的临界值. 射流从喷嘴喷出后, 可能因表面张力或气体剪切效应而产生不稳定性, 进而通过滴落、瑞利破碎、一阶风诱导破碎、二阶风诱导破碎以及雾化等机制发生破碎. 本文所研究的参数范围内, 液体的韦伯数(We)在6.3 ~ 404.5之间变化. 气体的韦伯数(Weg)定义为Weg = $ \rho_g u_j^2 D_j/\sigma $, 其中$ \rho_g $表示为气体密度. 本研究中的最大Weg = 0.53. 根据相关文献[35-37], 发生一阶风诱导破碎的临界Weg大约为1.2 + 3.41Oh$ ^{0.9} $, 其中奥内佐格数(Ohnesorge number, Oh)定义为Oh = $ \mu/\sqrt{\rho \sigma D_j} $. 在本研究的液体物性下, 临界Weg为1.22. 因此, 在本文考虑的最大射流速度下, 射流的Weg小于临界Weg, 表明在所考虑的参数范围内, 射流破碎机制主要为瑞利机制, 并未达到1阶风诱导破碎机制对应的参数范围, 即气体剪切作用不显著. 另外, 由于射流运动距离较短, 在射流能发生瑞利机制之前就已经发生相互作用, 因而没有观察到典型的瑞利机制下的界面失稳现象. 综上所述, 本文中出现的过渡状态是在上游管道中产生的, 气体剪切作用不显著.
上述结果表明, 射流的流动形态和撞击点附近液膜顶端的流动对液膜流动形态及其转变有重要影响. 为了研究液膜微观尺度的变化, 通过使用ImageJ软件中的长度测量工具对液膜的长度L和宽度W进行了测量. 如图3(c)所示, 液膜长度L为液膜上部射流撞击点与液膜最低点之间的距离, 液膜宽度W为液膜左右边缘之间的最大尺寸. 为了获得准确的数值, 测量多组数据并进行平均, 最大值和最小值与平均值的绝对差值形成误差棒. 射流撞击所形成的L, W和长度宽度比L/W随We的变化结果如图4所示. 可以看出, L和W均随We近似线性增长, 由于液膜不同位置处液体的径向速度分布不均匀, 靠近对称轴线的速度较快, 使得液膜宽度W的增长速率低于长度L. L/W也随着We呈线性增长, 但当We超过25后, L/W在小范围内波动.
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图 4 液膜长度L和宽度W及长度宽度比L/W随We的变化Figure 4. Variation of the liquid sheet length L, width W and aspect ratio L/W with We2.2 微射流表面波动
图5(a)呈现的是We = 6.3, Re = 474.1时微射流撞击的8个连续时刻的图像. 此时撞击点处没有形成液膜, 而是在两股微射流交汇处形成"液桥", 并左右摆动. 从$ t_1 $~ $ t_4 $时刻, 液桥向右侧射流方向运动, 使右侧射流表面受到的阻碍增强, 在右侧射流产生表面波动, 射流不同位置波的振幅和波长增加幅度呈现不规则的变化, 波形开始以非对称形式发生复杂变化. 图中箭头为第1个波峰, 显示了波动向上游传播的过程. 从$ t_4 $时刻的图像还可以看出, 波动的幅度沿波动传播的方向逐渐减小, 同时, 波形更加趋于均匀和对称. 从$ t_5 $ ~ $ t_8 $时刻, 液桥向左侧射流方向运动, 在左侧射流表面产生表面波动, 同样波形存在不规则变化. 液桥的左右摆动使射流表面波动呈现此消彼长的态势. 同时, 由于Re较低, 界面张力作用使射流表面波形存在大幅度的变化.
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图 5 不同流速下的微射流表面的波动情况Figure 5. Fluctuations on the surface of microjets at different flow rates当We增加到27.0时, 观察到了与We = 6.3时 类似的射流表面波动, 如图5(b)所示. 此时液膜已经在撞击点形成, 液膜上方存在的左右摆动在射流表面形成波动. 从图5(b)中可以看出, 从$ t_1 $ ~ $ t_4 $时刻, 射流表面波动向上传播并逐渐减弱, 但波形在空间上基本保持不变. 图中箭头指示为毛细波的波峰. 我们发现此时波动的形态与Lighthill[38]发现在水面受下方扰动时出现的静止(stationary)的毛细波相似, 即波形在空间上保持不变. 这是由于毛细波的传播速度与流速大小相等、方向相反. 对于这里考虑的两股微射流撞击的情况, 液膜与射流交汇处的界面形态使射流表面产生了静止毛细波. 由于上方液膜存在摆动, 静止毛细波的波形在时空上存在小幅度的变化.
图5(c)显示微射流表面静止毛细波波长随着射流We的增加而减少, 同时振幅逐渐减小, 射流形状越来越趋于均匀液柱. 通过对波长的测量, 得到图6所示的波长随We的变化. We相对较低的时候, 波长快速减小; 而当We超过25后, 波长减少速率变缓慢. 这一波长随We的变化规律符合水面波动特性[38].
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图 6 射流表面静止毛细波的波长随We的变化Figure 6. Variation of the wavelength of the stationary capillary waves on the jet surface with We2.3 指状液丝形成演变规律
在层流状态下, 微射流撞击可以形成内部平滑且边缘带有指状液丝的液膜形态. 图3(e)观察到We = 91.3时形成的液膜顶端界面左右摆动引起界面不稳定, 这种不稳定的界面扰动沿液膜边缘向下传播, 导致整个液膜边缘失稳, 进而在平滑的内部液膜边缘形成一些液珠. 图7显示了指状液丝形成周期内6个不同时刻的液膜形态, 通过红色箭头跟踪矩形框内液珠发展为指状液丝的过程. 液膜顶端持续生成的液珠沿液膜边缘向下游运动的速度越来越慢, 出现相继追赶现象. 随着时间推移, 部分液珠在液膜下游合并. 同时, 沿液膜边缘做近似圆周运动的液珠因受到离心力作用脱离液膜边缘, 其根部带走部分液膜质量而继续延长, 在液膜下游边缘形成液珠牵拉的指状液丝. 指状液丝在向下游发展过程中, 两侧指状液丝根部的液膜在界面张力的作用下收缩使指状液丝根部进一步延长, 同时两侧根部液膜在液膜底端合并发展为两侧连接着一对指状液丝的细丝状液体, 液丝持续向下发展并最终断裂成与射流直径相当的液滴.
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图 7 当We = 91.3, Re = 1801.4时边缘失稳液膜生成指状液丝过程Figure 7. Formation of filamentous liquid threads due to unstable edge around the liquid sheet at We = 91.3 and Re = 1801.4当We增加到111.5时, 射流的流动状态呈层流和湍流交替的状态. 如图3(f)所示, 左侧射流的速度脉动变得不平滑, 右侧射流为层流状态. 此时两股射流撞击以后, 在液膜表面出现间歇性的波动, 液膜波动加速了指状液丝的形成. 当We增加到158.0时, 微射流表面几乎一直保持不平滑. 图8展示了在速度脉动下, 液膜边缘不仅失稳, 液膜表面也出现了持续的波动. 在层流状态下观测到的液膜顶端的界面扰动仍继续存在于速度脉动的情况下, 并随微射流速度的增加而被进一步增强, 使液膜边缘变得更不稳定. 此外, 速度脉动额外引入的有限大小扰动导致撞击点附近的液膜表面出现波动, 持续的速度脉动激发了液膜持续的波动, 使液膜振荡. 液膜顶端的界面扰动和液膜波动共同作用于液膜, 其中持续的液膜波动使液膜顶端液珠生成速度明显提高, 大量液珠持续在液膜边缘涌现. 上游液珠运动速度快于下游, 出现液珠相继追赶现象, 部分液珠在上游相遇后合并. 液珠在液膜边缘运动过程中带走液膜部分质量, 并受到液膜波动的影响, 在液膜上游提前形成类似层流状态下的指状液丝. 指状液丝在向下游发展过程中, 带走了液膜中的部分质量, 导致液膜在指状液丝根部上方撕裂, 生成更长的指状液丝. 图8中的箭头指示了指状液丝根部液膜的发展过程, 界面最终在该位置完成液膜撕裂. 值得注意的是, 此时液膜波动不强烈, 很快在下游衰减, 直至消失.
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图 8 当 We = 158.0, Re = 2370.3时波动液膜的指状液丝演变和液膜撕裂过程Figure 8. Evolution of filamentous liquid threads and the tearing process of the undulating liquid sheet at We = 158.0 and Re = 2370.3如图9所示, 当We提高到404.5时, 微射流进入湍流状态, 高速撞击使液膜顶端的界面扰动更强烈和撞击点附近液膜表面出现更强的撞击波, 这说明复杂的速度脉动激励了撞击点附近液膜的不稳定模态. 液膜顶端的剧烈摆动加快了指状液丝的形成, 如图9中$ t_1 $时刻所示, 在液膜顶部就出现了指状液丝. 通过仔细观察高速摄影结果可以观察到上方的液膜的不规则摆动, 摆动可能通过两种机制产生指状液丝. 一种是摆动引起液膜边缘形成逐步发展的液珠, 液珠进一步发展为指状液丝, 另一种是液膜在边缘附近破碎直接形成指状液丝. 具体哪种机制主导, 还需要后续的深入研究.
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图 9 当 We = 404.5, Re = 3792.5时波动液膜的指状液丝演变和液膜撕裂过程Figure 9. Evolution of filamentous liquid threads and the tearing process of the undulating liquid sheet at We = 404.5 and Re = 3792.5图9中的红色箭头显示了指状液丝根部液膜撕裂的位置. 可以看出, 液膜撕裂位置的轨迹沿液膜边缘运动. 在液膜波动的影响下, 两侧的撕裂位置在液膜中心附近重合, 形成了下游的弧状液丝. 整体而言, 液膜在指状液丝发展及液膜波动的综合作用下, 完成了从液膜到弧形液丝的界面形态演变. 液膜两侧的指状液丝和液膜下游的指状液丝进一步断裂形成液滴, 完成整个从射流到液滴的雾化过程.
2.4 撞击波影响下的液膜形态
图10显示了撞击波影响下的液膜形态. 从侧视图可以看出, 速度脉动下的射流表面出现明显的扰动, 在撞击点附近的液膜开始摆动, 即出现撞击波. 随着We的增加, 液膜摆动越发剧烈, 同时液膜两侧液滴的分布范围和数量也在扩大. 不同We下的正视图显示, 速度脉动引入的有限大小扰动激发液膜波动, 撞击点附近产生的撞击波快速增长并向远处传播, 在液膜表面形成明暗交替的波纹. 在We = 158.0时(图10(a)), 撞击波形成和增长几个波长后, 在下游衰减. 而随We的增加, 液膜的惯性力增强, 撞击波可传播至更下游的位置. 图10(b) ~ 图10(d)可以观测到多个在液膜下游的弧形液丝, 同时弧形液丝之间的距离随着离撞击点距离增加而增加.
为了探究撞击波的波长与We的关系, 对8个情况下的撞击波波长进行了测量, 如图11所示. 当We < 300时, 撞击波波长随We的增加呈快速减小; 当We > 300后, 波长减少缓慢直至趋于固定值.
2.5 不同流动形态的液滴分布
无论是边缘失稳还是波动液膜模态, 在液膜的周围和下游都形成尺寸不一的液滴. 图12给出了4个工况下的液滴尺寸概率密度分布以及对应的瞬时图形. 如图12(a)所示, 当We = 91.3时, 射流为层流的情况下, 内部平滑的液膜上游并未出现液滴. 液膜顶端的界面扰动使下游出现指状液丝, 在下游发展后断裂为液滴, 少量液滴主要分布在液膜底部. 液滴直径的概率密度随直径增大呈现复杂的多峰分布. 如图12(b)所示, 当We 增至122.3时, 射流中出现了间歇性速度脉动, 边缘失稳的液膜表面波动和平滑状态交替出现. 间歇性速度脉动使部分液滴开始在液膜上游生成, 液滴直径概率密度分布的振荡减弱, 多峰分布有所减少.
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图 12 不同We下撞击射流雾化所形成液滴直径的概率密度分布Figure 12. Probability density distribution of droplet diameters formed by atomization of impinging jets at different We当We = 184.3时, 从图12(c)中可以看出, 液膜持续剧烈波动, 指状液丝和大量液滴更早在液膜上游生成, 液滴直径概率密度分布呈现向单峰分布的趋势. 随速度增加, 指状液丝出现位置趋近液膜顶部, 液滴越来越多地出现在液膜上游. 当We增加到404.5时, 如图12(d)显示, 液膜波动程度和振幅进一步增大. 液膜剧烈波动使指状液丝在液膜下游不远处形成了一些弧形液丝, 相继出现的弧形液丝继续断裂成液滴. 此时液滴直径概率密度分布符合Gamma分布, 这与其他雾化形式下的观测类似[39-41], 证明了此时雾化的充分性以及Gamma分布在撞击射流雾化液滴表示中的普适性.
综合图12中各个We下的结果可以看出, 随着射流速度的增加, 液膜形态发生了不同模态的转变, 持续增强的液膜波动主导液膜破碎成液滴的作用越来越大, 改变了液滴直径的分布特征. 使液滴直径概率密度分布越来越有规律性, 表现出由多峰分布逐渐向单峰分布的转变.
3. 结论
本研究通过搭建实验平台, 通过两个角度的高速摄影实验对微射流撞击形成流动形态的演变特征进行了研究, 主要结论归纳如下.
(1) 在本研究的We宽范围内(6.3 ~ 404.5), 随着微射流速度的增加, 射流的流动形态经历了从层流到湍流的变化, 所形成的液膜经历了液体链条、封闭液膜、边缘失稳和波动液膜等多种流动形态.
(2) 从撞击射流的侧面视角观察到了撞击点附近射流表面存在静止毛细波. 其形成原因是由于撞击点附近的相对静态液体对射流造成阻碍作用, 产生了与射流流动速度相反的表面毛细波.
(3) 微射流速度增加使液膜顶端的界面左右摆动变快, 扰动增强. 这种扰动沿液膜边缘向下传播, 导致原本平滑的液膜边缘失稳, 生成液珠. 由于惯性作用, 液珠在向下游运动过程中, 脱离液膜边缘并带走部分液膜质量, 最终在内部平滑液膜的下游形成指状液丝.
(4) 射流中间歇出现的速度脉动导致液膜间歇性的撞击波, 液膜顶端的界面扰动也呈现出时强时弱的不稳定状态, 撞击波会在扰动消失后很快衰减. 当射流内存在速度脉动时, 激发液膜持续波动, 导致类似指状液丝更早在液膜上游形成. 微射流速度增加导致撞击波更剧烈, 指状液丝出现位置越来越接近液膜上游. 此外, 撞击波波长随We的增加先呈线性减少后趋于不变.
(5) 液膜摆动越剧烈, 两侧指状液丝根部上方液膜的撕裂点位置越趋于相同, 同时向液膜中心汇聚, 不断趋向于重合, 形成下游的液丝越来越接近于理想的弧形液丝. 液膜波动的不断增强对液膜向指状液丝的转变起调控作用, 并继而影响指状液丝向液滴的转变, 使液滴直径概率密度分布中的多峰特征被逐渐减弱, 并最终向符合Gamma函数的单峰分布转变.
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图 2 基于阴影法提取液滴直径的过程
Figure 2. Procedues of extracting the droplet diameters based on the shadowgraphy method
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图 3 不同流速下两股水微射流撞击形成的液膜形态. 上图和下图分别为正视图和侧视图
Figure 3. Morphologies of the liquid sheet formed by the impingement of two water microjets at different flow rates. The top images and the bottom images are the front view and the side view, respectively
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图 4 液膜长度L和宽度W及长度宽度比L/W随We的变化
Figure 4. Variation of the liquid sheet length L, width W and aspect ratio L/W with We
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图 5 不同流速下的微射流表面的波动情况
Figure 5. Fluctuations on the surface of microjets at different flow rates
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图 6 射流表面静止毛细波的波长随We的变化
Figure 6. Variation of the wavelength of the stationary capillary waves on the jet surface with We
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图 7 当We = 91.3, Re = 1801.4时边缘失稳液膜生成指状液丝过程
Figure 7. Formation of filamentous liquid threads due to unstable edge around the liquid sheet at We = 91.3 and Re = 1801.4
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图 8 当 We = 158.0, Re = 2370.3时波动液膜的指状液丝演变和液膜撕裂过程
Figure 8. Evolution of filamentous liquid threads and the tearing process of the undulating liquid sheet at We = 158.0 and Re = 2370.3
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图 9 当 We = 404.5, Re = 3792.5时波动液膜的指状液丝演变和液膜撕裂过程
Figure 9. Evolution of filamentous liquid threads and the tearing process of the undulating liquid sheet at We = 404.5 and Re = 3792.5
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