PDF《液滴在激波冲击下的破裂过程》

0 0 左右, 本文中实验也验证了这一点.图5中的计算结果没有出现液滴突发破碎模式, 说明在数值模拟中 应该加入突发破碎的机制, 而其他研究者还没有指出这一点. ∽酆仙厦娴奶致劭芍, 当O h 相同时, W e 越大, 破碎速度越快.实验1的液滴经过1. 5m s后, 横向 直径才达到最大而开始裂解破碎.而实验4的液滴经过0.

2 5m s , 就完成了横向扩张, 开始裂解破碎. 这表明 W e 在液滴破碎过程中加强了液滴的不稳定, 为不稳定因素. 图4 实验1~3液滴横向直径与初始直径之比 F i g .

4 R a t i oo f t r a n s v e r s ed i a m e t e ra n d i n i t i a l d i a m e t e ro f e x p e r i m e n t s1-3 图5 实验4的数值模拟结果( 左) 与实验照片( 右) ( 壳t=0.

2 5m s ) F i g .

5 N u m e r i c a l s i m u l a t i o n( l e f t ) a n d e x p e r i m e n t a l( r i g h t ) r e s u l t so f e x p e r i m e n t

4 ∥说玫较嗤 W e 条件下, 不同O h 对液滴变形和破碎的影响, 对实验5进行了模拟计算, 其We与实验3相近, 而O h 则相差较大, 结果如图6所示.甘油液滴从初始变形上就不同于水滴, 甘油液滴在 波后气流的作用下, 先是迎风面开始扁平化, 背风面仍然保持原先的半圆状结构, 同时两侧也在伸长, 但 后部的弧形结构明显很完整.相对而言, 水滴受到波后气流作用下, 其右侧半圆结构很快向内凹陷, 形 成开口状结构.这两个明显的差异, 应该是由于甘油的黏性系数远大于水的黏性系数而造成.相同初 始直径的水滴, 在实验3的模拟结果中, 刚到第4张图就可以观察到, 水滴的微滴剥离非常明显, 并且在 后续图片中, 已经出现了表示 RM 不稳定性的尖钉状结构.而在图6中, 随着甘油液滴横向扩张结束, 两翼开始向后弯曲变形, 但整体结构仍然保持完整, 没有出现大规模的微滴剥离.并且在数值模拟结果 中, 整体液滴的变形演化速度慢于水滴.由此可见, O h 的减小使破碎速度显著加快, 说明 O h 对破碎起 抑制作用. ⊥7为实验3 ( 水滴) 与实验5 ( 甘油液滴) 的数值计算结果的涡量云图对比图.由图可以看出, 甘油 液滴算例中的涡量从开始就处于不对称的状态, 之后出现了类似于卡门涡街的现象, 不断有涡旋一上一 下地从液滴后方脱落, 向下游传播, 一直持续到液滴大规模破碎为止.水滴的算例中则没有这个现象. 这是因为甘油的黏性远大于水滴的黏性, 其破碎速度比水滴的慢很多.

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1 爆≌∮〕』〉3 6卷 图6 实验5的数值模拟结果( 壳t=0.

2 5m s ) F i g .

6 N u m e r i c a l s i m u l a t i o nr e s u l t so f e x p e r i m e n t

5 图7 实验5和3的数值模拟涡量图( 壳t=0.

2 5m s ) F i g .

7 V o r t i c i t yc l o u do f e x p e r i m e n t s5a n d3 4〗÷ ∈笛楣鄄夂褪导扑憬峁砻: (

1 ) 液滴在激波的作用下, 要经历从压缩变形、 RM 不稳定性变形、 细小液雾剥离到雾化破碎等过程.不同参数下的结果显示, 液滴变形破碎的发展趋势一致, 但发展速度 明显不同.数值模拟结果与实验结果基本吻合.(

2 ) 实验数据与数值模拟结果显示, 在液滴破碎过程中 W e 的增加促进液滴的破碎, 为不稳定因素.当We增加到一定值后, 液滴破碎模式由剪切破碎转变为 突发破碎.O h 的增加对液滴的破碎起抑制作用, 黏性同样会抑制液滴的破碎. 《员确治鲋赋, 在液滴变形的初期及中期, 数值计算与实验结果吻合较好.在液滴变形的后期, 需 要在数值计算中考虑雾化模型;