雾化技术第二章

实验与数值模拟结果显 示：随着射流速度的提 高，破碎长度增加。

随着韦伯数的增加，破碎长度有所增大

六、利用非线性理论研究圆射流破碎
Sam S.Yoon, A fully non-linear model for atomization of high-speed jets, Engineering analysis wuth boundary elements 28,2004

低速射流破碎时，形成大液滴以及夹杂其间的“卫星” 液滴，其中大液滴直径与波长有关。 表面波增长率及其对应 波长为： 液滴分离出来后会 收缩成为球状：
     0.97  ,   4.51d 0 3   l d 0 

4.51d 0



4 d  1.89d 0

d0 
2


6

d3

魏建勤，傅维标，柴油压力喷射破碎特性试验研究，燃烧科学与技术，1999，no.1

高速圆柱射流呈多股且旋转，射流破碎并不是发生在径向， 而是沿螺旋线展开，这可能是由于环境空气涡流以及液体粘性 所引起的，表面波仅仅是附加在液体蜗旋的表面。

杜青，史绍熙，液体燃料射流最不稳定频率的理论分析（1）、（2），内燃机 学报，2000，no.3

3、第二类风生破碎模式 （Second wind-induced breakup regime）:在逐渐增大的 气动力作用下，液柱表面形成小 波长的正弦扰动波，振幅不断增 长并失稳，导致射流破碎。在这 种破碎模式下，液体表面张力对 射流的破碎表现为抑制作用。

4、雾化模式（Atomization regime）：液体射流在脱 离喷口时就已经Biblioteka Baidu生破碎， 形成液滴群，破碎产生的颗 粒直径远远小于喷口直径。

无量纲化：

根据正模态 法，有 将上述方程代入控制方程，可以得到

边 界 条 件

根据方程与边界条件，可以得到用于描述射流不稳定性的色散方程，对该方 程进行求解就可以得到射流最不稳定时的特征频率及其影响因素之间的关系

史绍熙，杜青，液体圆射流破碎机理研究中的时间模式与空间模式，内 燃机学报，1999，3

在湍流区，Baron认为

L  538d0We0.5 Re0.625

可见，当射流速度提高时，韦伯数增大，破碎长度增加。 实验结果也证实了上述结论。

Shengyoon Li, Study on the breakup length of circular impinging jet, J of University of Science and Technology Beijing, 2007.6

数学物理模型

模拟结果

模拟结果与实验结果具有很好的相似性



利用线性不稳定理论，史绍熙 等研究了射流的空间模式与时间模 式，发现射流束并不仅仅呈单股形 式，也会有两股、三股甚至多股扭 结在一起的形式。（扫描）其中n=0 对应对称表面波形的单股射流，n=1 对应不对称表面波单股射流，n>2以 后分别对应两股、三股射流，其中 偶数n为对称表面波。

傅维标等在实验中也发现了多 股射流形式。

Re的影响

Re数增大，使射流最不稳定频率增加、最大扰动增长 率增大。可见题提高雷诺数有利于射流的破碎，粘性力在 两种破碎模式下，都会抑制射流破碎

We的影响

初始扰动的幅度与频率严重影响射流的破碎过程，很多文 献研究了受激射流的破碎情况。
B.S.Cheong, Effect of initial disturbance amplitude in gravity affected jet breakup, Chemical Engineering Science, 2005,p3715-3719 初始扰动为：
E



k 2d

2

 n 2  1 bn 2

2、第一类风生破碎模式（First windinduced breakup regime）：射流破 碎依然发生在距离喷口较远的位置。 此时，由于气动力作用增大使表面张 力的作用相应地增强，从而造成液柱 内部压力分布不均，迫使液体向曲率 半径较大的方向流动，并最终导致射 流破碎。

五、射流的破碎长度
射流的破碎长度是指从喷口到圆射流破碎点之间的距离， 是评价雾化效果的参数之一，一般认为，射流的速度越高， 环境气流的扰动作用越大，破碎长度越短。 破碎长度与流速的关系如图所示。Mahoney认为，层流 区内粘性气流中的破碎长度可以近似用下式计算：
d 0We0.5 1  3Oh  ln L f  Oh,We  d0 20
Rayleigh最早研究了低速非粘性圆射流的不稳定破碎，他 认为圆射流喷出后会受到气流的扰动，扰动动能为：
E



k 2d

2

 n 2  1 bn 2

其中E为表面势能，bn为傅立叶展开级数的常数，k是表面波 数   2 
n  0,   2 E为负值，表示系统不稳定

n 1

E为正值，表示系统趋于稳定

目前，对于射流不稳定性的分析主要应用线形不稳定理 论，线形不稳定理论是以气液质量、动量守恒方程为基础的， 考虑气液速度、密度、气体可压缩性以及液体表面张力、粘 性，以及边界条件之后，所得到的色散关系式[4][5]。对色散 方程进行数值求解，可分析不同价数n下各参数对射流表面 波增长率的影响。射流控制方程如下：

对于射流而言, 不同波长及频率的初始扰动所形成的表面 波，其发展速度不同。该射流系统存在一个最不稳定的、即增 长率最快的频率的扰动，由这个扰动产生的表面波的发展速度 最快, 并将在自由液体射流的破碎中占主导地位。因为波数在 一定程度上能够反映出液体燃料射流最终破碎的尺度，因此分 析扰动波数与其增长率的关系十分必要。 液体射流按照其破碎的形式不同, 大致可分为瑞利模式和 泰勒模式两种状态。 当We>密度比Q时，系统处于瑞利模式范围 内; 当W< Q 时, 系统处于泰勒模式范围内。这两种模式基本上 对应着高速和低速液体射流两种状态。 在射流雾化过程中，起控制作用的参数主要有气液速度、 气液密度、液体表面张力与粘性、喷嘴直径以及音速等参数。 增加液体射流速度、气体密度以及喷嘴直径，减小液体密度、 黏度以及表面张力，可使射流不稳定性增强。

一、圆射流在同向气流中的破碎模式

尽管各国学者在射流雾化领域开展了多年的 研究工作，提出了关于射流雾化的湍流扰动学说、 空穴扰动学说、边界突变学说、压力振荡学说以 及空气动力扰动学说等，但是至今尚未形成一套 完整而成熟的理论可以很好地解释射流雾化过程 中的所有现象。目前，公认的比较成熟的理论是 空气动力扰动学说，即认为射流雾化是气流与液 体射流之间强烈的相互作用造成的。值得注意的 是，喷嘴的几何形状与结构尺寸、喷口的粗糙程 度以及喷嘴内部的扰动等因素对射流雾化具有显 著的影响，这些空气动力扰动学说无法给予清晰 的解释。

有粘情况下，初始扰动的影响更为强烈

杜青，史绍熙，受激液体燃料射流表面波规律初探，内燃机学报，2001，no.6

四、圆射流速度对破碎的影响
不同流动状态下，射流速度分布如图。 Schweitzer分析认为：

在层流状态（a）下，径向速度分量较 小，环境气体对射流的扰动较小，表 面张力以及气流摩擦的作用使射流表 面出现波动，并最终导致射流破碎。 在湍流状态（c）时，径向速度将破坏 射流表面波形，造成射流的破碎。此 时，即使没有气动力的作用，射流也 会破碎。 在过渡状态，外层层流将保护射流表 面不被中心湍流核心破坏，因此射流 不会在喷口附近立即破碎；但在射流 下游，湍流核心将突破层流层，使射 流整体呈现湍动，射流开始破碎。

1、瑞利破碎模式（Rayleigh breakup regime）：当 流速很低，气动力很小时，射流破碎发生于距离喷口 很远的位置，所产生的液滴直径约为喷口直径的1.89 倍。由于流速很低，液滴的形成几乎与气动力无关； 由于扰动的作用，液柱表面形成轴对称的振荡波，并 在表面张力作用下振幅不断增大，最终将液柱切断。 气流扰动动能
第二章液体射流的破碎与雾化过程

工程实践中，经常利用射流方式使液体破碎并进一 步雾化，如内燃机喷油嘴、水喷淋灭火喷头、喷涂用喷 枪等装置都是将液体介质加压后输送到喷嘴，再经过喷 口以液体射流的形式喷射出来，高速射流与周围空气的 相互作用使射流表面产生振荡与波动，形成不同结构的 表面波，当表面波的振幅增大到一定程度时，液体射流 就会发生破碎，分离出大量的液滴颗粒 。若分离出来的 液滴尺度大于前文所述的临界直径，则将继续破碎成小 液滴。

Faeth(1990)

Reite(1978)

曹显奎等，液体射流在同向气流中的破碎，化学工程，2007.5

实验条件：射流速度0.54m/s~1.89m/s；雷诺数1043~3660， 韦伯数0~94.9

破碎长度实验关联：

未受扰动长度的实验关联：

二、射流在横向气流中的破碎

三、射流不稳定性以及线形不稳定理论