潘業(yè)俊，劉燦旭，劉 紅，尹洪超

(大連理工大學(xué) 海洋能源利用與節(jié)能教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，遼寧 大連 116024)

船舶推進(jìn)系統(tǒng)的效率隨其轉(zhuǎn)速的增加而降低，因而現(xiàn)代船舶普遍采用大型低速柴油機(jī)作為主推進(jìn)動(dòng)力裝置以降低油耗.而柴油機(jī)雖具有低油耗、經(jīng)濟(jì)適用和大轉(zhuǎn)矩等優(yōu)點(diǎn)，但燃燒帶來(lái)的污染排放仍對(duì)環(huán)境造成了不可逆的影響.燃燒性能與燃油霧化質(zhì)量息息相關(guān)，噴嘴噴出的燃油油滴越細(xì)小和均勻越有利燃油蒸發(fā)和快速燃燒.現(xiàn)代柴油機(jī)普遍使用小孔徑和高噴射壓力以獲得更好的霧化效果，而船用柴油機(jī)的大流量需求使其無(wú)法通過(guò)縮小孔徑來(lái)實(shí)現(xiàn)高質(zhì)量油、氣混合氣的形成.因此，如何強(qiáng)化船用柴油機(jī)噴嘴霧化性能，促進(jìn)油、氣混合從而優(yōu)化燃燒面臨著極大的挑戰(zhàn).為實(shí)現(xiàn)此目的，必須深入探析其噴霧霧化機(jī)理.

在長(zhǎng)期的噴霧研究中，學(xué)者們已經(jīng)提出了多種關(guān)于霧化機(jī)理的理論假說(shuō)[1].空氣動(dòng)力干擾說(shuō)認(rèn)為射流表面的不穩(wěn)定波是由液體與空氣的相互干擾引起的；湍流擾動(dòng)說(shuō)認(rèn)為液體湍流特別是噴嘴出口處的湍流對(duì)霧化破碎起重要作用；空化擾動(dòng)說(shuō)認(rèn)為噴孔內(nèi)的空化造成的壓力波動(dòng)才是霧化的主要原因.研究表明，噴孔內(nèi)部空化氣泡的潰滅在對(duì)噴嘴結(jié)構(gòu)造成侵蝕的同時(shí)所帶來(lái)的能量擾動(dòng)對(duì)下游噴霧特性有著一定程度的影響[2-4].燃油離經(jīng)噴孔之后首先發(fā)生初次破碎，這是液柱在氣動(dòng)力作用下失穩(wěn)致使大量的液帶和液滴從射流表面剝離的過(guò)程.初次破碎在一定程度上控制著液體核心的長(zhǎng)度，并為后續(xù)分散流中的二次破碎提供初始條件，在整體的霧化進(jìn)程中占據(jù)著舉足輕重的地位[5-7].

目前，噴孔內(nèi)流及近場(chǎng)噴霧特性的研究[8-10]多采用孔內(nèi)模擬、孔外試驗(yàn)二者相結(jié)合，或進(jìn)行整體可視化試驗(yàn)的方法，前者容易產(chǎn)生較大的數(shù)值誤差，后者受限于材料和尺寸多采用不符合實(shí)際燃油噴射系統(tǒng)的低噴油壓力.因此，為更好地揭示上述 3種影響因素對(duì)船用低速柴油機(jī)近場(chǎng)噴霧特性的影響規(guī)律，筆者基于 OpenFOAM 平臺(tái)，采用自搭建的多流體-準(zhǔn)VOF模型，應(yīng)用氣-液相間動(dòng)量交換模型考慮氣動(dòng)力對(duì)霧化的干擾，大渦模擬求解混合流體的湍流方程以探析湍流對(duì)霧化破碎的作用，耦合修正的空化子模型將空化擾動(dòng)對(duì)初次破碎的影響亦納入考慮范疇，在接近實(shí)際運(yùn)行工況的高噴射壓力和高環(huán)境壓力條件下，對(duì)某船用低速柴油機(jī)噴嘴展開深入的孔內(nèi)流動(dòng)和初次破碎的耦合研究，在探明其霧化特性的同時(shí)給出一種在實(shí)際工況中較傳統(tǒng)VOF模型更為精準(zhǔn)的數(shù)值計(jì)算模型.

1 數(shù)學(xué)與物理模型

在歐拉多流體模型中各相首先滿足基本守恒方程，包括流體動(dòng)力學(xué)特性方程以及能量方程.噴孔內(nèi)流和近場(chǎng)射流在實(shí)際過(guò)程中熱交換量很小，因而研究不考慮能量方程；其次，在計(jì)算流體動(dòng)力學(xué)(CFD)數(shù)值模擬過(guò)程中，湍流模型直接影響計(jì)算的效率和精度.通過(guò)大渦模擬(LES)來(lái)求解混合流體的湍流方程.宏觀守恒方程以及湍流方程參見文獻(xiàn)[11—12].

1.1 相間動(dòng)量交換模型

拖曳力是由相與相之間的速度差引起的，是射流破碎形成的主要誘因.拖曳力Fd,i的模型定義為

式中：αi、αj分別代表燃油相和空氣相的體積分?jǐn)?shù)；ρj表示空氣相的密度；ui- uj為相間速度差；di表示離散相直徑，在噴孔內(nèi)為空化氣泡直徑，在噴孔外為噴霧場(chǎng)內(nèi)油滴的直徑；Re為雷諾數(shù)；υj為空氣相的運(yùn)動(dòng)黏度；Cd,i為阻力系數(shù)，該項(xiàng)的確定對(duì)數(shù)值結(jié)果的準(zhǔn)確性至關(guān)重要[13]，此處采用 Schiller和 Naumann計(jì)算模型，其阻力系數(shù)是雷諾數(shù)的函數(shù).

表面張力Fs,i是控制兩相界面特性的關(guān)鍵因素.對(duì)孔內(nèi)空化及后續(xù)的一次破碎都有著重要影響[14]，其定義為

式中：σij為相i和j之間的表面張力系數(shù)；κ為局部界面曲率，

1.2 準(zhǔn)-VOF模型

研究高噴射壓力下的射流破碎細(xì)節(jié)需要獲取清晰準(zhǔn)確的氣-液兩相界面.傳統(tǒng) VOF模型[15-16]假設(shè)氣-液兩相的速度和壓力在同一網(wǎng)格內(nèi)一致，只求解單動(dòng)量方程，弱化了相界面處氣-液兩相速度差引起的阻力，與實(shí)際噴霧過(guò)程仍存在一定的差異.與傳統(tǒng)VOF界面重構(gòu)的方法不同，筆者采用的準(zhǔn)-VOF模型基于Weller的界面壓縮方法[17].

對(duì)各相所滿足的連續(xù)性方程即式(6)中的對(duì)流項(xiàng)進(jìn)行分解，如式(7)所示.

式中：ρi和 αi分別表示第 i相密度和體積分?jǐn)?shù)；ui為第 i相的瞬時(shí)速度；M˙則為相間質(zhì)量傳遞的質(zhì)量源項(xiàng)；式(7)右邊第二項(xiàng)即為“人工”壓縮項(xiàng)，αiαj保證該人工壓縮項(xiàng)只在相界面起作用，擴(kuò)散的自由界面被壓縮之后變薄，相界面得以銳化；Cα定義為界面壓縮因子，Cα設(shè)置為0時(shí)，多流體模型將不會(huì)對(duì)擴(kuò)散面進(jìn)行界面壓縮，設(shè)置為 1時(shí)對(duì)擴(kuò)散面施加類似于 VOF樣式的界面捕捉，為獲取合適的結(jié)果，此處將其設(shè)置為0.5；定義為相平均速度的模，用于控制壓縮速度ui- uj的大??；n為界面單元法向矢量，用于給定壓縮速度的方向.

1.3 修正的空化子模型

噴孔內(nèi)部空化現(xiàn)象是液體燃油壓力下降，固-液界面氣泡的生成、長(zhǎng)大以及潰滅的過(guò)程.以往的研究中，氣泡數(shù)密度通常依賴經(jīng)驗(yàn)被設(shè)置為定值，但實(shí)際氣泡數(shù)密度難以維持為一個(gè)定值，其與質(zhì)量流量、接觸角 θ、尤其是飽和蒸氣壓和局部壓力的差值有關(guān).基于異質(zhì)成核理論對(duì)改進(jìn)的 Schnerr-Sauer的空化模型中的定值氣泡數(shù)密度J進(jìn)行修正[14]，即

式中：N0為單位體積分子數(shù)；B為玻爾茲曼常數(shù)；T為成核溫度；σ為表面張力系數(shù)；hp為 Prancle常數(shù)；pv為飽和蒸氣壓；ψ為單位體積液相中可用于異質(zhì)成核的表面積；ω為形成臨界核所需的最小功的幾何校正因子.

采用速度梯度的第二不變量 Q來(lái)表征湍流渦結(jié)構(gòu)的瞬時(shí)形態(tài)，定義為

式中：Ω 為非均勻部分，= [ tr(ΩΩt)]1/2；S為速度梯度張量中均勻的部分，= [ t r(SSt)]1/2.

此外，時(shí)間平均的解析動(dòng)能Ek計(jì)算式為

1.4 計(jì)算域及邊界條件

采用某船用柴油機(jī)噴嘴作為研究對(duì)象，根據(jù)工程圖紙建立幾何模型并劃分結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格.為節(jié)約計(jì)算成本，將計(jì)算域分為兩種，第一種只有噴嘴主體，該部分結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格總數(shù)為170萬(wàn)，應(yīng)用此計(jì)算域開展噴霧流量計(jì)算及模型驗(yàn)證工作；第二種計(jì)算域在第一種計(jì)算域的基礎(chǔ)之上耦合了噴霧場(chǎng)，充分考慮噴孔內(nèi)流對(duì)射流破碎的影響.圖1所示噴霧場(chǎng)結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格數(shù)為500萬(wàn)，兩種計(jì)算域最小網(wǎng)格尺寸均為 2μm.幾何模型左右兩端分別對(duì)應(yīng)壓力進(jìn)/出口邊界，其他邊界條件均設(shè)置為壁面.其中，速度邊界條件均設(shè)置為無(wú)滑移邊界，壓力邊界條件均設(shè)置為零梯度邊界.

圖1 噴嘴幾何模型和網(wǎng)格Fig.1 Geometric model and grid of the nozzle

工質(zhì)采用輕質(zhì)燃料0號(hào)柴油，柴油是復(fù)雜烴類混合物，為了簡(jiǎn)化計(jì)算，默認(rèn)柴油為單一組分并假設(shè)其飽和蒸氣壓為常數(shù) 2kPa[15].詳細(xì)的物性以及模擬工況參數(shù)如表1所示.

表1 物性和計(jì)算條件Tab.1 Properties and calculation conditions

1.5 數(shù)值方法

柴油機(jī)噴嘴內(nèi)流和噴霧近場(chǎng)破碎屬于瞬態(tài)且紊亂度極高的流動(dòng).基于此采用 PISO算法和 SIMPLE算法相結(jié)合的 PIMPLE算法來(lái)求解多流體模型方程組，以解決壓力-速度耦合的問(wèn)題.根據(jù)一階隱式歐拉方案進(jìn)行時(shí)間項(xiàng)的離散，二階高斯線性方案用于求解拉普拉斯項(xiàng)和梯度項(xiàng).對(duì)流項(xiàng)的離散則采用 Gauss Van Leer方案，數(shù)值積分的時(shí)間步長(zhǎng)取決于庫(kù)朗數(shù)，庫(kù)朗數(shù)設(shè)置為2，初始時(shí)間步長(zhǎng)設(shè)置為0.05μs.

2 模型有效性驗(yàn)證

2.1 噴嘴內(nèi)流驗(yàn)證及網(wǎng)格無(wú)關(guān)性驗(yàn)證

圖2所示在噴射壓力為 60MPa、環(huán)境壓力為0.1MPa工況下進(jìn)行網(wǎng)格無(wú)關(guān)性驗(yàn)證.當(dāng)噴嘴主體網(wǎng)格數(shù)達(dá)到17×105時(shí)質(zhì)量流量受網(wǎng)格數(shù)的影響已經(jīng)很小，為節(jié)省計(jì)算資源采用噴嘴主體網(wǎng)格數(shù) 17×105，即第一種計(jì)算域進(jìn)行模型驗(yàn)證工作.VOF模型耦合內(nèi)流與噴霧場(chǎng)之后，高壓力入口邊界將導(dǎo)致空氣速度急劇升高，從而形成激波致使數(shù)值結(jié)果發(fā)散.由此，只針對(duì)噴嘴內(nèi)流進(jìn)行模型驗(yàn)證，噴油脈寬為2ms時(shí)，兩模型的燃油質(zhì)量和流量系數(shù)與筆者已有試驗(yàn)值對(duì)比，驗(yàn)證結(jié)果分別如圖3所示.較傳統(tǒng)的 VOF模型而言，多流體-準(zhǔn)VOF模型的數(shù)值結(jié)果和試驗(yàn)值更接近，存在的誤差可能是由于柴油單組分假設(shè)及噴嘴內(nèi)表面粗糙度等因素共同造成的.

圖2 網(wǎng)格無(wú)關(guān)性驗(yàn)證Fig.2 Validation of grid independence

圖3 模型驗(yàn)證Fig.3 Validation of model

2.2 大渦模擬的有效性驗(yàn)證

與將流場(chǎng)內(nèi)所有渦進(jìn)行統(tǒng)計(jì)平均的湍流模型不同，大渦模擬通過(guò)濾波函數(shù)將湍流分為大尺度渦和小尺度渦，對(duì)大尺度渦進(jìn)行直接解析計(jì)算，對(duì)小尺度渦進(jìn)行模化.文獻(xiàn)[18]指出當(dāng)時(shí)間平均的解析動(dòng)能占時(shí)間平均總動(dòng)能的比值達(dá)到 80%以上時(shí)，即可以認(rèn)為大渦模擬是有效的，時(shí)間平均解析動(dòng)能的計(jì)算式見式(15).在整體流域內(nèi)，解析動(dòng)能所占比值在 80%以上，可認(rèn)為在當(dāng)前的網(wǎng)格下大渦模擬是有效的.

2.3 射流破碎驗(yàn)證

在高壓噴射條件下，噴嘴入口區(qū)域可能會(huì)出現(xiàn)靜壓低于飽和蒸氣壓的負(fù)壓區(qū)，進(jìn)而發(fā)生空化現(xiàn)象.空化模型已在文獻(xiàn)[11]當(dāng)中得到過(guò)驗(yàn)證，采用第二種計(jì)算域?qū)ι淞髌扑檫M(jìn)行驗(yàn)證，結(jié)果如圖4所示，可以看出數(shù)值模擬得到的二維燃油體積分?jǐn)?shù)和可視化試驗(yàn)結(jié)果保持高度的一致性，因而認(rèn)為模型是有效的.

圖4 射流破碎驗(yàn)證Fig.4 Validation of jet breakup

3 結(jié)果討論與分析

3.1 噴嘴內(nèi)流和射流破碎特性分析

圖5給出在噴射壓力為 120MPa、環(huán)境壓力為6MPa工況下啟噴后41μs時(shí)刻的燃油體積分?jǐn)?shù)二維截面分布.計(jì)算流域明顯分為噴嘴內(nèi)部空化區(qū)、由拖曳力主導(dǎo)的傘狀頭部破碎區(qū)及由空化、湍流和拖曳力三者共同主導(dǎo)的主噴霧區(qū).這與 Wei等[19]在可視化噴嘴內(nèi)觀察到的噴嘴內(nèi)流和近場(chǎng)破碎結(jié)構(gòu)一致.

圖5 空化區(qū)和射流破碎區(qū)Fig.5 Cavitation area and jet breakup area

結(jié)合圖6所示不同噴射壓力下的噴孔內(nèi)燃油流動(dòng)過(guò)程和圖7所示沿軸線的速度和壓力的分布曲線可知，當(dāng)液體燃油流經(jīng)噴孔入口時(shí)流通面積急劇減小，速度急劇升高.高燃油流速將導(dǎo)致流體在噴孔入口的突變截面處發(fā)生分離，形成縮脈，進(jìn)而形成較低的流場(chǎng)靜壓，當(dāng)該靜壓低于飽和蒸氣壓時(shí)即發(fā)生空化現(xiàn)象.由圖6可知，在啟噴后 34μs時(shí) 3種噴射壓力下的燃油均流動(dòng)到出口.在相同的環(huán)境壓力下，噴射壓力越高，燃油的流速越快，燃油流動(dòng)到噴嘴出口所用時(shí)間越短.隨著流動(dòng)的持續(xù)發(fā)展，液體燃油沿程所受到的阻力變大，但并不影響速度的增加，這與Payri等[3]觀察到的現(xiàn)象是一致的.

圖6 不同噴射壓力下噴孔內(nèi)液體燃油體積分?jǐn)?shù)發(fā)展對(duì)比Fig.6 Comparison of the development of liquid fuel volume fraction in nozzle orifice under different injection pressures

圖7 噴孔軸線上的壓力和相平均速度分布Fig.7 Axial pressures and average velocity distribution at the orifice center line

3種不同噴射壓力下的空化覆蓋區(qū)域向噴孔出口持續(xù)延伸，最終均發(fā)展為超空化.燃油的流通面積在空化發(fā)展穩(wěn)定后也逐漸趨于穩(wěn)定，質(zhì)量流量不再發(fā)生變化.圖8給出射流貫穿距為3.41mm時(shí)3種不同噴射壓力下噴孔出口徑向蒸氣體積分?jǐn)?shù)分布對(duì)比.3種噴射壓力在與射流貫穿距下的蒸氣體積分?jǐn)?shù)發(fā)展十分接近，即該船用噴嘴噴孔內(nèi)部達(dá)到超空化之后，其對(duì)于初次破碎的影響在 3種不同壓力梯度下是趨于一致的.

圖8 不同噴射壓力下噴孔出口徑向蒸氣體積分?jǐn)?shù)分布Fig.8 Distribution of radial vapor volume fraction at the outlet of different injection pressures

噴嘴內(nèi)部的湍流擾動(dòng)隨著燃油流速的持續(xù)升高以及空化的發(fā)生而獲得必要的生長(zhǎng)條件.同時(shí)，高速燃油和噴霧場(chǎng)內(nèi)靜止空氣相互碰撞，極大的速度梯度導(dǎo)致噴孔出口氣-液界面存在很強(qiáng)的相互剪切作用進(jìn)而產(chǎn)生較強(qiáng)的拖曳阻力，如圖9c所示.

在主噴霧區(qū)，拖曳力促進(jìn)圖5中射流表面波的初始生成以及后續(xù)的快速發(fā)展，直至最終表面波失穩(wěn)并剝離出軸向液帶.圖9a速度矢量所示在傘狀頭部破碎區(qū)，液體燃油抵達(dá)噴孔出口后由于流通面積急劇擴(kuò)大而擺脫束縛，獲取徑向速度.射流尖端迎風(fēng)受阻，在徑向速度和拖曳阻力的雙重作用下與空氣發(fā)生動(dòng)量交換后發(fā)生徑向擴(kuò)散，表現(xiàn)為傘狀結(jié)構(gòu).此外，圖9b所示的傘狀結(jié)構(gòu)內(nèi)部強(qiáng)軸對(duì)稱渦的形成，對(duì)傘狀尾緣的破碎起到了積極的影響.

圖9 軸對(duì)稱渦及氣-液界面相對(duì)速度引起的拖曳力Fig.9 Axisymmetric vortex and drag force caused by the relative velocity at the gas-liquid interface

在數(shù)值研究中，湍流渦結(jié)構(gòu)的大小和位置的可視化是十分重要的，而通過(guò)處理速度梯度的第二不變量Q的等值面則可以很好地呈現(xiàn)出瞬時(shí)的湍流渦旋形態(tài)，其具體定義見式(14).

圖10給出噴射壓力為 120MPa、環(huán)境壓力為6MPa時(shí)的湍流渦結(jié)構(gòu) Q值的三維等值面.噴孔出

圖10 Q＝2×1011s-2的等值面Fig.10 Iso-surface of Q＝2×1011s-2

圖11為啟噴后 35～40μs不同時(shí)刻傘狀射流頭部的三維破碎過(guò)程.從綠色箭頭的指向可以看出，液環(huán)在徑向速度分量、氣動(dòng)力以及周向表面張力的共同的作用下收縮變細(xì)直至在直徑最小點(diǎn)發(fā)生掐斷破碎，從而形成尺寸各異的環(huán)形液帶的過(guò)程.紅色箭頭指向則清晰地呈現(xiàn)了液帶破碎成大液滴的過(guò)程，該破碎機(jī)理與液環(huán)破碎斷裂成液帶的機(jī)理完全一致.剝離出的液帶和液滴在其內(nèi)部的軸對(duì)稱渦和氣動(dòng)力的作用下被卷至傘狀頭部的后端，大尺寸的液帶液滴受到更大的空氣阻力而被后續(xù)的小液帶液滴追趕碰撞.同時(shí)，尺寸各異的液帶和液滴與主噴霧區(qū)的射流也可能發(fā)生相互碰撞，從而促進(jìn)霧化.口處存在大量的湍流渦結(jié)構(gòu).在主噴霧區(qū)，湍流渦結(jié)構(gòu)主要以軸向形式存在，液帶沿著流向被剝離.在傘狀頭破碎區(qū)，湍流渦為環(huán)狀結(jié)構(gòu)，結(jié)合圖9c可以看出，大量的湍流環(huán)形渦使射流頸部掩藏于背風(fēng)面而免受氣動(dòng)力的侵?jǐn)_，徑向擴(kuò)張的傘狀頭部承受了大部分的軸向阻力作用，這是射流頭部形成環(huán)形液帶的主要原因.

圖11 液帶的破碎和大液滴的形成Fig.11 Fracture of ligaments and formation of large droplets

3.2 噴射壓力對(duì)初次破碎的影響機(jī)理

圖12給出了不同噴射壓力下定環(huán)境壓力為6MPa及啟噴后41μs時(shí)刻的液體燃油體積分?jǐn)?shù)等值面，其中顏色代表燃油速度大小.可以看出低噴射壓力下射流中心速度較低，表面波的波幅和波長(zhǎng)處在發(fā)展初期且普遍偏小，射流頭部尾緣存在少量的液帶.隨著噴射壓力的升高，燃油流速和貫穿距在短時(shí)間內(nèi)迅速增大，在更強(qiáng)烈的擾動(dòng)下射流表面波與環(huán)境氣體之間的卷吸作用加劇，發(fā)展顯著.液柱直徑變小破碎也更為劇烈.與此同時(shí)，射流流速的增加使液體射流和空氣間的剪切作用變強(qiáng)，射流頭部受到更大的拖曳力作用，如圖13所示.在速度徑向分量的作用下，射流頭部逐漸發(fā)展成為中部更寬的傘狀結(jié)構(gòu)，大量的小直徑液帶液滴被剝離并向射流后部轉(zhuǎn)移.由此可推斷，在高噴射壓力下，射流頭部的迎風(fēng)面積變大，承受的拖曳阻力變強(qiáng)，傘狀頭部剝離出的環(huán)形液帶相對(duì)低噴射壓力情況更密集、尺寸更小，霧化效果更優(yōu).射流的軸向貫穿能力隨著射流的推進(jìn)會(huì)慢慢減弱，但劇烈的初次破碎效應(yīng)對(duì)后續(xù)的二次破碎以及整體霧化質(zhì)量的提高是毋庸置疑的.

圖12 不同噴射壓力下液體燃油體積分?jǐn)?shù)為0.5的等值面Fig.12 Liquid fuel volume iso-surface(α＝0.5) at different injection pressures

圖13 不同噴射壓力下氣-液界面的拖曳力Fig.13 Contour of drag force at the gas-liquid interface at different injection pressures

圖14為不同噴射壓力下表征湍流渦結(jié)構(gòu) Q的等值面對(duì)比，其中顏色代表速度大小.從內(nèi)部流動(dòng)的渦結(jié)構(gòu)可以看出，隨著噴射壓力的增加，噴孔內(nèi)部邊界層均勻分布的渦結(jié)構(gòu)相差不大，空化效應(yīng)對(duì)射流破碎的影響在不同的壓力梯度下趨于一致，這與圖8呈現(xiàn)出的結(jié)果相匹配.在主噴霧區(qū)，高噴射壓力下噴孔出口具有更強(qiáng)的湍流渦結(jié)構(gòu)，高速度梯度將大幅提升氣-液間的相互作用，因而產(chǎn)生了更強(qiáng)的軸向渦流以及直徑更小的射流.在傘狀頭部破碎區(qū)，噴射壓力為80MPa時(shí)射流頸部的軸對(duì)稱環(huán)形渦開始出現(xiàn)裂痕，隨著噴射壓力的增加，在氣動(dòng)力作用下逐漸發(fā)展成卷曲的渦結(jié)構(gòu)，但仍保持對(duì)稱特性，在射流貫穿的過(guò)程中該湍流渦結(jié)構(gòu)最終將打破軸對(duì)稱特性，發(fā)展成為相對(duì)于主噴霧區(qū)軸向渦而言，尺度更大但結(jié)構(gòu)相似的渦結(jié)構(gòu)，從而促進(jìn)射流頸部的破碎.從圖14中的右視圖可以看出，高噴射壓力下的射流頭部被更密集的環(huán)形渦結(jié)構(gòu)包裹，傘狀頭部尾緣已經(jīng)形成大量的液滴.因此，提高噴射壓力將提升氣-液間相互作用以及噴孔出口處的湍流渦結(jié)構(gòu)，使射流表面和射流頭部分別形成相對(duì)低噴射壓力情況更多、更強(qiáng)的軸向渦和環(huán)形渦，從而促進(jìn)霧化.

圖14 不同噴射壓力下的湍流渦結(jié)構(gòu)Q＝1012s-2 等值面Fig.14 Turbulent vortex structure represented by the isosurface Q＝1012 s-2 at different injection pressures

4 結(jié) 論

基于 OpenFOAM 平臺(tái)，采用多流體-準(zhǔn) VOF模型對(duì)某船用低速機(jī)噴嘴的內(nèi)流和近場(chǎng)進(jìn)行了耦合數(shù)值研究，充分考慮了內(nèi)部空化、出口湍流和氣動(dòng)力對(duì)初次破碎的影響，并將該模型的計(jì)算結(jié)果與傳統(tǒng)的VOF模型進(jìn)行對(duì)比，得出以下結(jié)論：

(1) 在同等計(jì)算條件下，多流體-準(zhǔn) VOF與傳統(tǒng)的 VOF模型相比，具有更高的計(jì)算精度；前者在準(zhǔn)確預(yù)測(cè)出傘狀射流頭部的同時(shí)，清晰呈現(xiàn)了液柱表面波的生成和發(fā)展以及液帶和液滴剝離的完整過(guò)程.

(2) 在給定的3種壓力梯度下，噴孔內(nèi)部均發(fā)生超空化，邊界層內(nèi)湍流渦結(jié)構(gòu)的分布均勻且相差不大，空化效應(yīng)對(duì)射流破碎的影響將不再隨噴射壓力的升高而發(fā)生變化.

(3) 在主噴霧區(qū)，高噴射壓力下噴孔出口具有更強(qiáng)的湍流渦結(jié)構(gòu)，并且高速度梯度將大幅提升氣-液間的相互作用，由此產(chǎn)生了更強(qiáng)的軸向渦流以及直徑更小的射流；在傘狀頭部破碎區(qū)，提高噴射壓力將導(dǎo)致氣-液相間速度差變大，射流頭部的迎風(fēng)面積變大，承受的拖曳阻力變強(qiáng)，傘狀頭部剝離出更密集、尺寸更小的環(huán)形液帶以及液滴.

(4) 定環(huán)境壓力，提高噴射壓力將促進(jìn)傘形射流尖端以及液柱的破碎，為后續(xù)的二次破碎提供更好的初始條件.