穆 愷, 司 廷

(中國科學(xué)技術(shù)大學(xué) 近代力學(xué)系, 合肥 230027)

0 引 言

微納米尺度的液滴、膠囊及顆粒在科學(xué)研究與工程實際中具有重要應(yīng)用，涉及了生物制藥、醫(yī)學(xué)、材料學(xué)、分析化學(xué)、食品科學(xué)等學(xué)科[1]。特別地，具有殼-核結(jié)構(gòu)的復(fù)合微納膠囊能夠?qū)⒁环N物質(zhì)包裹于另一種物質(zhì)中，實現(xiàn)更為豐富的結(jié)構(gòu)和功能。毛細流動聚焦(Capillary flow focusing，簡稱“流動聚焦”)作為一種典型的利用毛細流動中的射流不穩(wěn)定性來實現(xiàn)微流控的方法，已被廣泛應(yīng)用于微液滴及膠囊的制備[2-4]。流動聚焦的原理為：一種流體從毛細管流出，經(jīng)過毛細管下方的小孔被外部另一種流體所聚焦并在管孔之間形成流體錐形。在一定條件下，錐形頂端產(chǎn)生微射流進入小孔下游自由空間并最終破碎成液滴[5]。當使用同軸毛細管替代單層毛細管后，可進一步形成同軸流動聚焦(Coaxial flow focusing)，此時兩相不相溶流體從同軸毛細管流出，經(jīng)過小孔聚焦形成同軸錐-射流結(jié)構(gòu)并生成復(fù)合微液滴[6-7]。近年來，又有多種復(fù)雜結(jié)構(gòu)的毛細管被引入到流動聚焦中，并成功制備了具有豐富幾何結(jié)構(gòu)的復(fù)合液滴[8-11]。

單軸流動聚焦幾何結(jié)構(gòu)簡單且最易實現(xiàn)，目前已得到廣泛研究。1998年，Gan-Calvo[12]最早利用高速氣體驅(qū)動液體實現(xiàn)了液-氣流動聚焦，并基于無黏流動和忽略表面張力假設(shè)給出了小孔出口處射流直徑的理論預(yù)測。后續(xù)研究考慮了流體黏性和表面張力的影響，對射流直徑的理論推導(dǎo)進行了一階和二階修正[13-14]。進一步實驗發(fā)現(xiàn)，當液體流量和驅(qū)動氣體壓差變化時，錐-射流結(jié)構(gòu)存在豐富的流動模態(tài)[15-17]，多種模態(tài)間的轉(zhuǎn)換均可通過量綱分析或線性不穩(wěn)定性理論進行預(yù)測[16,18-19]。與液-氣流動聚焦對應(yīng)的為外部液體驅(qū)動內(nèi)部氣體的氣-液流動聚焦。實驗發(fā)現(xiàn)這種流體組合下無法在小孔下游形成射流，微氣泡均是在錐形頂端即小孔出口處產(chǎn)生[20-21]。當兩相流體均為液體時，則形成液-液流動聚焦。研究者對液-液流動聚焦中的流動模態(tài)及模態(tài)轉(zhuǎn)換也已開展了一定的研究[22-24]。事實上，液-液流動聚焦更多地是與二維微管道或玻璃毛細管流動相結(jié)合[25-28]，此時液滴將在受固壁約束的有限空間內(nèi)生成。微通道構(gòu)型下的流動聚焦研究可參考一系列綜述文獻[29-33]，其在流體流速、液滴尺寸及產(chǎn)率、介質(zhì)選取、幾何結(jié)構(gòu)影響上均與開放式的流動聚焦有顯著不同[34]。在應(yīng)用方面，流動聚焦技術(shù)已成功制備了不同材料的單分散性微顆粒，具有良好的可控性與重復(fù)性[35-36]。

與單軸流動聚焦相同，同軸流動聚焦的提出最早也可追溯至1998年[12]。實驗中,通過高速氣體驅(qū)動形成了“內(nèi)水外油”的同軸射流并最終破碎為復(fù)合液滴。其后相關(guān)的實驗研究既關(guān)注了聚焦小孔上游的同軸錐形結(jié)構(gòu)[37]，也展示了不同內(nèi)外射流流量情況下同軸射流及復(fù)合液滴的形態(tài)[38]。針對液體驅(qū)動下的同軸流動聚焦，穆愷[7,39]探討了復(fù)合錐-射流的流動模態(tài)及模態(tài)轉(zhuǎn)換，并針對射流模態(tài)下兩層界面破碎的耦合規(guī)律及物理機理開展了研究。與單軸情況類似，通過與微通道流動結(jié)合，在玻璃毛細管和二維微管道中也成功實現(xiàn)了同軸流動聚焦[40-42]。近年來，同軸流動聚焦已被成功應(yīng)用于制備可控幾何結(jié)構(gòu)及殼核材料，以及具有一定功能的單分散性復(fù)合微膠囊[43-46]。

盡管流動聚焦技術(shù)有能力制備單分散性良好的微液滴，但在可控液滴制備上仍有明顯的局限性，例如：液滴粒徑通常分布于一定范圍；射流破碎的非線性效應(yīng)導(dǎo)致普遍存在衛(wèi)星液滴；液滴粒徑和產(chǎn)率難以精確控制等。鑒于此，通過對流動系統(tǒng)施加外部主動激勵來控制液滴生成，在應(yīng)用上具有重大意義。對流動施加外部激勵有多種方式，包括電場力控制、離心力控制、調(diào)控流體流量以及實時改變流體黏度、界面張力、浸潤性等[30]。其中，調(diào)控流量作為一種不引入額外作用力、可控性強且容易實施的方式被廣泛采用。目前，對流量激勵下射流破碎的研究主要針對液-液環(huán)境下的微流控器件[47-50]，由于受流速限制，可控生成液滴的頻率范圍較低(通常為1 Hz量級)，而流動聚焦中射流的高頻破碎(102～106Hz量級)給失穩(wěn)主動控制帶來了挑戰(zhàn)。近年來，作者所在團隊針對這種高速、高頻條件下激勵的施加與標定方式以及流動失穩(wěn)的機理開展了研究，對頻率、振幅、擾動相等多種因素對液滴生成的影響進行了一定的探討[51-52]。

基于團隊近年來的研究工作，本文詳細介紹流動聚焦的核心裝置、實驗平臺及圖像拍攝方法，探討參數(shù)對錐形及射流的影響規(guī)律，并對引入外部激勵后射流的破碎狀態(tài)進行研究。

1 實驗方法

1.1 實驗平臺

根據(jù)幾何結(jié)構(gòu)，常見的流動聚焦核心裝置可分為吹氣式和吸氣式兩種類型(圖1)。吹氣式核心裝置(圖1(a))聚焦孔上游的腔體以有機玻璃板粘接而成，其前后板為觀察窗，左右側(cè)板分別開有輸入驅(qū)動氣體的吹氣孔(靠近氣腔頂端)以及連接壓力表的測壓孔(靠近氣腔底端)；腔體頂部中心開一圓孔，可將毛細管以橡膠塞固定于其中并與圓孔保持同軸，這種設(shè)計也便于調(diào)整毛細管的幾何結(jié)構(gòu)(單軸、同軸、三軸等)和尺寸。實驗中，驅(qū)動氣體經(jīng)連接于吹氣孔的輸氣管進入氣腔，在聚焦孔對毛細管流出的流體(內(nèi)、外層流量分別為Qin和Qout)進行聚焦，調(diào)節(jié)氣體流量可控制驅(qū)動壓差Δpg(可通過連接于測壓孔的壓力表準確測量)。為制備更小粒徑的微液滴，通常還需對管孔間的流體錐形或聚焦孔下游的射流施加額外電場。因此，在腔體底板下部緊貼一塊帶孔金屬圓片(以螺絲固定)，在射流下游放置另一塊金屬圓片。實驗中，通過調(diào)整高壓電源正負極的連接位置，可分別對流體錐形、射流或整個錐-射流區(qū)域施加電場力。

圖1 流動聚焦核心裝置示意圖及實物圖

Fig.1 Sketches and real pictures of the devices in flow focusing experiments

吹氣式核心裝置多用于射流觀測及微液滴接收，而在對聚焦孔上游流體錐形的研究中，吸氣式核心裝置(圖1(b))更具獨到優(yōu)勢。吸氣式裝置的特點是將毛細管與聚焦腔體分離(通常是將毛細管位置固定，而將聚焦腔體放置于精密位移臺上)。聚焦腔體同樣以有機玻璃板粘接而成，側(cè)板上開有連接真空泵的吸氣孔、連接負壓表的測壓孔以及排出廢液的排液孔；腔體頂部開一圓孔，其上緊貼一塊電極板和一塊玻璃片(都開有圓孔)。實驗中，對腔體吸氣使之內(nèi)部形成負壓，外部空氣通過聚焦孔對流體形成聚焦。與吹氣式裝置相比，吸氣式裝置的主要優(yōu)勢有：無需透過觀察窗就能直接觀測流體錐形，避免了圖像失真；通過調(diào)節(jié)精密位移臺、更換毛細管及聚焦孔玻璃片，可對諸多幾何參數(shù)(管孔距離、同軸度、聚焦孔直徑、毛細管直徑等)進行調(diào)節(jié)。兩類裝置相輔相成，為廣泛開展錐-射流結(jié)構(gòu)演化和液滴生成特性研究提供了實驗基礎(chǔ)。

圖2以吹氣式核心裝置為例展示了流動聚焦實驗平臺。毛細管流出的被聚焦相流體流量由外部的微量注射泵準確提供；壓縮空氣由儲氣罐經(jīng)過輸氣管道進入聚焦腔體；外部電場由高壓直流電源提供；射流破碎生成的液滴由核心裝置正下方的收集器接收。實驗中，射流與液滴的尺度通常為微米量級，需通過顯微鏡進行觀測。由于射流通常處于高頻破碎的非定常狀態(tài)，普通拍攝方法很難捕捉到清晰無重影的射流破碎圖像，通常采用的拍攝方式有2種：其一，采用高速相機在強光源下進行拍攝，可以捕捉到完整的擾動發(fā)展及射流破碎過程，但為達到足夠快的拍攝速度，往往會犧牲一定的圖像空間分辨率；其二，采用普通CCD相機結(jié)合脈沖式頻閃光源進行拍攝，可獲得高空間分辨率圖像，但受拍攝速度限制，無法獲取完整的射流破碎過程。值得一提的是，采用頻閃光源時，為避免出現(xiàn)全部為暗場的圖片，需將頻閃光源觸發(fā)頻率設(shè)置為相機快門速度的倍數(shù)，例如，當CCD相機快門速度設(shè)置為0.02 s時，頻閃光源觸發(fā)頻率需設(shè)置為3000, 6000或12 000 Hz等。

圖2 流動聚焦實驗平臺示意圖

為有效控制高速、高頻狀態(tài)下的射流破碎，近年來，作者所在團隊提出了基于外部激勵主動控制流動聚焦的液滴生成實驗方法[51]，其核心裝置如圖3所示。該裝置將聚焦腔體與毛細管進行了集成，在毛細管尾端開孔并安裝彈性薄膜，以壓電激振器激振薄膜，對被聚焦相流體流量實現(xiàn)周期性擾動。施加擾動的頻率、振幅以及波形(正弦形、方波等)均可由波形發(fā)生器和擾動放大器準確調(diào)控。與傳統(tǒng)激振的擾動施加方式(激振連接毛細管與注射器之間的軟管)[47-50]相比，該方式不僅可避免擾動在毛細管下游的衰減，也便于將激振器上下振蕩的位移與施加于流體流量的擾動幅值進行標定。

圖3 外部激勵控制下的流動聚焦核心裝置示意圖與實驗裝置圖[51]

Fig.3 Sketches of the flow focusing upon external actuation and the core device[51]

1.2 觀測方法

在實驗中，發(fā)現(xiàn)拍攝光路對獲得的圖像有重大影響。對于單層界面(液-氣界面)，直接以透射光照明并在核心裝置另一側(cè)進行拍攝(如圖2所示)，即可獲得清晰的錐-射流界面；而對于復(fù)合界面(液-液及液-氣雙層界面)，情況則復(fù)雜得多。以同軸流體錐形為例對拍攝光路進行介紹：當采用透射光拍攝時(光源與相機異側(cè))，光線在經(jīng)過兩層錐形界面時發(fā)生明顯折射甚至全反射，很難觀測到清晰的內(nèi)層錐形界面(圖4(a))；當光源與相機同側(cè)時，入射至內(nèi)層錐形界面的光線被部分反射進入相機，可以觀測到清晰的內(nèi)層錐形，但圖像整體背景比較暗淡(圖4(b))。因此，在實驗中采用透射光與反射光結(jié)合的照明方式，反射光源主要用于照亮內(nèi)層錐形界面，透射光源主要用于照亮外層錐形界面并使錐形外部背景光強分布均勻。圖4(c)展示了相應(yīng)的實驗結(jié)果，表明采用該照明方式可以獲得清晰的雙層錐形界面輪廓。關(guān)于光路折射對拍攝圖像的影響，將在2.3節(jié)作定量分析。

圖4 不同照明方式下拍攝的同軸流體錐形

Fig.4 The images of coaxial liquid cone under different illumination conditions

2 過程控制

2.1 幾何參數(shù)、流動參數(shù)對錐形的影響

在流動聚焦中，毛細管口形成穩(wěn)定的錐形，是在聚焦孔下游形成射流并高通量制備微液滴的前提條件。本節(jié)以同軸帶電流動聚焦為例，探討各參數(shù)對同軸錐形形態(tài)及穩(wěn)定性的影響規(guī)律。實驗中，外層流體為食用油，內(nèi)層流體為牛奶，核心裝置為吸氣式結(jié)構(gòu)(圖1(b))，電壓施加于錐形區(qū)域。同軸毛細管尺寸固定，其中，內(nèi)毛細管內(nèi)外徑分別為D1i=0.52 mm,D1o=0.81 mm，外毛細管內(nèi)外徑分別為D2i=1.10 mm,D2o=1.48 mm。

圖5展示了裝置幾何參數(shù)對流體錐形的影響(圖5各圖從左至右，幾何參數(shù)逐漸變大)。幾何參數(shù)主要通過改變聚焦孔附近驅(qū)動氣體的流場來對錐形的形態(tài)及穩(wěn)定性產(chǎn)生影響。圖5(a)展示了管孔距離H的影響，當H較小時，驅(qū)動氣體在毛細管和聚焦孔之間具有較高的流速，錐形會在驅(qū)動氣體的軸向剪切及徑向匯聚作用下呈現(xiàn)“內(nèi)凹”；隨著H逐漸增大，在遠離聚焦孔的區(qū)域，由于剪切作用減弱，錐形會在表面張力作用下向外鼓起，呈現(xiàn)“外凸”；當H持續(xù)增大時，驅(qū)動氣體對同軸錐形的剪切作用越來越小，最終因無法提供足夠的驅(qū)動力而導(dǎo)致錐形失穩(wěn)，在管孔之間不斷振蕩。

圖5 結(jié)構(gòu)參數(shù)對同軸流體錐形形態(tài)及穩(wěn)定性的影響(流動控制參數(shù)：Qin=1mL/h，Qout=60 mL/h，Δpg=60 kPa，U=1 kV)

Fig.5 Effect of geometry parameters on the profiles and instabilities of the coaxial liquid cone (the flow parameters are fixed atQin=1 mL/h,Qout=60 mL/h, Δpg=60 kPa andU=1 kV)

圖5(c)展示了管孔之間的同軸度L對錐形的影響。可以看到，L會顯著影響錐形的形態(tài)。當毛細管與聚焦孔不同軸時(L≠0)，錐形不再是對稱形狀；當L增大到一定程度，由于毛細管遠離了驅(qū)動氣體的高速流動區(qū)域，錐形將無法獲得足夠的剪切力而呈現(xiàn)失穩(wěn)振蕩狀態(tài)。

同樣，研究了流動控制參數(shù)對流體錐形的形態(tài)及穩(wěn)定性的影響，實驗結(jié)果如圖6所示。

電壓U對錐形的影響如圖6(d)所示?？梢钥闯觯~外施加電場力對錐形的穩(wěn)定性有明顯促進作用，隨著電壓的增加，可使同軸錐形由失穩(wěn)狀態(tài)逐漸過渡至穩(wěn)定狀態(tài)。

結(jié)合對圖5和6的分析可以看出，同軸錐形的形態(tài)主要受幾何參數(shù)(管孔距離H、聚焦孔直徑d、同軸度L)的影響，而同軸錐形的穩(wěn)定性主要受H、L和諸多控制參數(shù)(液體流量Qin和Qout)、驅(qū)動壓差Δpg和電壓U的共同影響。實驗中，為在較寬的流量和壓差范圍內(nèi)獲得穩(wěn)定的錐形，通常會保持管孔完全同軸(L=0)并設(shè)置幾何參數(shù)H、d和外毛細管內(nèi)徑D2i近似相等。

圖6 流動控制參數(shù)對同軸流體錐形形態(tài)及穩(wěn)定性的影響

2.2 流動參數(shù)對射流的影響

本節(jié)將在穩(wěn)定錐形的前提下研究參數(shù)對射流失穩(wěn)的影響規(guī)律。實驗全部采用吹氣式核心裝置。當錐形處于穩(wěn)定狀態(tài)時，幾何參數(shù)不會對聚焦孔下游射流的演化產(chǎn)生明顯影響[53]。實驗中，主要研究流動參數(shù)對聚焦孔下游射流的影響規(guī)律。以單軸帶電流動聚焦為例(對應(yīng)圖1中U1=0.8 kV，U2=10 kV)，圖7給出了驅(qū)動壓差Δpg變化時射流破碎及液滴生成的規(guī)律，圖中箭頭方向代表Δpg逐漸增大。

從圖7可以看到，Δpg對射流直徑dj、界面擾動波長λ及生成液滴粒徑均有顯著影響。圖8定量給出了射流直徑dj隨被聚焦相流量Q及驅(qū)動壓差Δpg的變化規(guī)律。

當不考慮外加電場時，射流直徑的理論預(yù)測值dFF為[12]：

圖7 帶電單軸射流在不同氣體壓差Δpg下的破碎形態(tài)[54]

其中，ρ為液體射流密度。將理論預(yù)測值(圖8中的FF線)與實驗值對比可以看出，施加電場后，射流直徑相對于不加電場時會明顯減小。參考相關(guān)研究工作[55]，可以通過修正給出帶電流動聚焦中射流直徑的尺度率為[54]：

(2)

式中的Θ和Ω可通過實驗結(jié)果擬合得到。根據(jù)實驗結(jié)果，選取Θ=0.96和Ω=-8.6 μm，可以看到擬合結(jié)果(圖8中的EFF線)與實驗值吻合很好。

圖8 射流直徑隨流量Q及驅(qū)動壓差Δpg的變化規(guī)律[54]

圖9給出了擾動波長λ隨Δpg的變化規(guī)律。可以看出，Δpg的增大會顯著減小界面擾動波長λ。擾動波長可以通過線性時間不穩(wěn)定性理論進行定量分析[56-60]。

圖9 Δpg對界面擾動波長λ的影響

Fig.9 The effect of Δpgon the perturbation wavelengthλof the jet interface

除了考慮單層射流，還進一步研究了流動參數(shù)對同軸射流破碎的影響。由于同軸射流存在兩層射流界面，界面間的耦合對射流破碎有重要作用。耦合作用的強弱與兩層界面的間距密切相關(guān)，而界面間距則由射流的流量比rQ直接決定(rQ=Qin/(Qin+Qout))，內(nèi)外射流直徑比κ定量滿足[39]：κ≈[Qin/(Qin+Qout)]1/2。

從圖10可以看出(圖中箭頭為rQ增大方向)，當rQ較小時，兩層射流界面近似獨立地發(fā)生破碎，此時同軸射流可近似為兩條單射流進行分析；而隨著rQ增大，兩層界面的耦合作用逐漸增強，內(nèi)外射流界面同步發(fā)生破碎。rQ較小和較大時，射流破碎的耦合可分別定義為“弱耦合”和“強耦合”狀態(tài)[61]。

圖10 同軸射流在不同rQ下破碎時的界面耦合規(guī)律

2.3 流體折射率對拍攝實驗圖像的影響

需要說明的是，由于同軸流動聚焦存在著兩層界面，外層界面上光線折射引發(fā)的透鏡效應(yīng)會使觀察到的內(nèi)層錐形和射流界面發(fā)生失真。當平行光垂直入射至同軸射流界面時，由于射流近似為圓柱形，在射流軸向，光線不會發(fā)生偏折(圖11(a))，故觀測到的內(nèi)射流軸向尺度(射流長度、擾動波長等)不會發(fā)生失真；而在射流徑向，光線因折射而向內(nèi)部匯聚，導(dǎo)致內(nèi)射流徑向尺度(射流直徑、內(nèi)液滴粒徑等)失真。因此，基于光路折射關(guān)系提出對射流徑向透鏡效應(yīng)的修正方法。

圖11 平行光通過射流界面后的折射規(guī)律

當內(nèi)外射流嚴格同軸時，如圖11(b)所示，O為圓心，內(nèi)界面上A點發(fā)出的光線AB經(jīng)外界面折射后沿BC傳播，BC的反向延長線A1即為A點的成像位置，∠ABO和∠DBC分別以θ1和θ2表示。由光的折射定律可知：

(3)

式中，n和nL分別為外射流和驅(qū)動流體折射率，R1和R2為內(nèi)外射流半徑，進一步通過幾何關(guān)系可以得到：

(4)

OA1和R2均可通過實驗采集得到(圖11中，OA1和OA分別表示圖像界面與真實界面)，代入式(4)，即可得到實際的內(nèi)射流半徑R1。進一步考慮兩種特殊情況：第一種情況是外射流和驅(qū)動流體折射率完全一致(n=nL)，此時根據(jù)式(4)可得OA1=R1，即觀察到的內(nèi)射流半徑即為實際值；第二種情況是R2?R1，可得OA1=n/nL×R1，此式通常用于粗略估計內(nèi)射流半徑。

值得一提的是，在某些制備特殊結(jié)構(gòu)微納膠囊的流動聚焦實驗中[9-11]，內(nèi)外射流往往處于非同軸的情況(圖11(c))，這就使透鏡效應(yīng)修正變得較為復(fù)雜。這里僅討論假設(shè)內(nèi)外射流折射率相同的情況，此假設(shè)對于常規(guī)的由水和硅油兩相組成的同軸射流近似成立(折射率：水1.33，硅油約1.40)。在圖11(c)中，內(nèi)外射流的圓心分別為O1和O，偏心度O1O=x；BC與AO反向延長線的交點A1為內(nèi)界面上點A的成像位置，通過A1向OO1作一垂線并與其交于E；∠ABO、∠DBC、∠AOB和∠OA1B分別以θ1,θ2,θ3和θ4表示。由折射定律和幾何關(guān)系可得：

R1/R2·n=sinθ1·n=sinθ2·nL

(5)

(6)

結(jié)合正弦定理：

(7)

可進一步得到：

(8)

再通過相似三角形關(guān)系：

(9)

最終得到透鏡效應(yīng)修正公式為：

(10)

式中，EA1和R2均可通過實驗測量獲得，內(nèi)外射流的偏心度x則可以根據(jù)聚焦孔上游復(fù)合毛細管的幾何結(jié)構(gòu)近似得出，代入以上公式就可得到實際的內(nèi)射流半徑R1。

2.4 外部激勵對射流破碎的影響

最后，對外部激勵作用下的射流破碎開展討論。實驗中，被聚焦相和聚焦相流體均選擇為液體，流量分別為Q1和Q2。從圖12可以看出，施加外部激勵可以大大提高生成液滴粒徑的均勻性并抑制衛(wèi)星液滴的出現(xiàn)。

圖12 不同激勵電壓U時的射流破碎圖像[51]

Fig.12 Typical photographs of the liquid jet with an increase in the value ofU[51]

通過調(diào)整激勵電壓U，還可以對射流破碎長度Lb進行調(diào)控。圖13定量給出了Lb隨上游錐形在聚焦孔處界面的脈動振幅η的變化規(guī)律，η直接反映了電壓U的大小，二者近似呈線性關(guān)系(如圖13中的小圖所示)。錐形在聚焦孔處的脈動振幅η可視為射流的初始擾動振幅，該擾動隨著射流向下游的發(fā)展而不斷放大，并最終引發(fā)射流破碎。

根據(jù)線性不穩(wěn)定性理論[56]，射流破碎時間tb與初始擾動振幅η滿足關(guān)系式β·tb=ln(R/η)，其中β為擾動增長率，R為射流半徑。推導(dǎo)可得射流長度的理論預(yù)測值為：

(11)

式中，vj為射流平均速度?？梢钥闯觯琇b與-lnη近似成正比，與圖13的實驗結(jié)果反映的關(guān)系完全一致。圖14進一步展示了生成液滴粒徑D隨激勵頻率fe的變化規(guī)律，可以看出，在涵蓋射流自由破碎固有頻率(約200 Hz)的一定頻率范圍內(nèi)(約50～550 Hz)，與外部激勵同步，射流破碎生成粒徑均勻的液滴(液滴粒徑標準差NSD如圖15所示)，改變激勵頻率還可對液滴粒徑和生成頻率進行主動控制(如圖15中的小圖所示)；而在該頻率范圍以外，外部激勵不再對生成液滴的粒徑和單分散性產(chǎn)生明顯影響。

圖13 射流破碎長度Lb隨上游錐形脈動振幅η的變化規(guī)律[51]

Fig.13 The jet breakup length (Lb) vs. vibration amplitude (η) of the cone upstream[51]

圖14 激勵頻率fe變化時液滴粒徑統(tǒng)計[51]

圖15 不同頻率下液滴粒徑的標準差[51]

3 結(jié) 論

本文回顧了毛細流動聚焦的實驗方法，介紹了實驗平臺及圖像采集方法，探討了各參數(shù)對流動聚焦初期流體錐形收縮與后期射流失穩(wěn)破碎的影響規(guī)律，主要結(jié)論如下：

(1) 流動聚焦核心裝置包括吸氣式和吹氣式兩種。吸氣式裝置主要用于直接觀測流體錐形的收縮，而吹氣式裝置主要用于觀測和研究射流失穩(wěn)。

(2) 采用高速攝影或頻閃攝影技術(shù)可以分別獲得高時間分辨率和高空間分辨率的錐-射流運動圖像。對于同軸界面，采取透射光與反射光結(jié)合的方式可以拍攝得到清晰的內(nèi)外兩層界面。

(3) 裝置的幾何參數(shù)和流動控制參數(shù)對流體錐形的形態(tài)及不穩(wěn)定性具有重要影響。在穩(wěn)定錐形的情況下，流動參數(shù)還將對射流直徑、擾動波長以及復(fù)合射流的界面耦合產(chǎn)生影響。對于同軸射流，外界面的透鏡效應(yīng)會引發(fā)內(nèi)界面變形失真，基于光的折射定律可對透鏡效應(yīng)進行修正。

(4) 在流動聚焦核心裝置上施加外部激勵可對射流的破碎進行主動調(diào)控。射流長度將隨激勵振幅的增大而減小，且射流可在一定頻率范圍內(nèi)破碎生成均勻粒徑的液滴。