（动力机械及工程专业论文）二甲醚闪急沸腾液滴破碎过程数值研究.pdf

摘要 在闪急沸腾喷雾中，气泡的形成、生长及其破碎对燃油液滴的雾化过程有 重要影响。为深入研究闪急沸腾喷雾的机理，本文对过热燃油闪急沸腾喷雾中 的气泡生长和液滴破碎过程进行了深入的理论研究和数值模拟。 本文在一维气泡生长模型的基础上，根据气泡表面热边界层处温度分布的 定性分析，构建了一个简化的气泡生长模型。并分别利用过热水中气泡生长的 实验数据和二甲醚( d m e ) - - 维气泡生长模型的计算数据对简化模型的有效性进 行了验证，结果表明，简化气泡生长模型不仅保持了一维气泡生长模型的精度， 还使计算成本大大降低。利用该模型对过热条件下二甲醚气泡的生长过程进行 了数值模拟，重点研究了物性参数和系统的初始状态对二甲醚气泡生长过程的 影响，研究表明，根据气泡生长的加速度曲线，可将二甲醚气泡的生长过程分 为表面张力控制阶段、过渡阶段和传热控制阶段。在表面张力控制阶段，气泡 的生长主要受表面张力的影响，在传热控制阶段，气泡的生长主要受热扩散系 数的影响，而在过渡阶段，气泡生长则同时受表面张力和热扩散系数的影响。 为研究闪急沸腾条件下，气泡的形成和生长对液滴破碎过程的影响，本文 建立了气泡液滴系统。根据气泡液滴系统中的相对运动，将气泡液滴系统的破 碎归功于气动不稳定性和气泡的不稳定生长，在不考虑这两种破碎模式的耦合 效应的前提下分别建立了这两种破碎方式的数学模型。为研究气泡液滴系统的 气动破碎过程，对原始的t a b 模型进行了修正，结果表明，在气动力导致的破 碎中，气泡的存在使得系统的不稳定性增强，气泡的体积分数越大，系统的形 变越快，系统越不稳定，系统的破碎时间随气泡体积分数的增大而减小，且破 碎后子液滴的半径随气泡体积分数的增大而显著下降。为研究气泡的不稳定生 长对气泡液滴系统破碎的影响，利用线性不稳定性分析法推导了气泡生长不稳 定性的色散方程。研究表明，气泡液滴系统的扰动增长速率主要由气泡的w e b e r 数和气泡液滴体积比决定，气泡的w e b e r 数和气泡液滴体积比越大，扰动增长 速率也越大，系统越不稳定。 关键词：二甲醚，闪急沸腾，气泡生长，破碎，数值模拟 a b s t r a c t t h ea t o m i z a t i o no fd r o p l e ti nf l a s hb o i l i n gs p r a yi sg r e a t l ya f f e c t e db yt h e b u b b l en u c l e a t i o n ，g r o w t ha n db r e a k u pp r o c e s s i no r d e rt oi n v e s t i g a t et h em e c h a n i s m o ff l a s hb o i l i n gs p r a y , t h eb u b b l eg r o w t ha n db r e a k u pp r o c e s si ns u p e r h e a t e df l a s h b o i l i n gs p r a ya r et h e o r e t i c a l l ys t u d i e di nd e t a i l i nt h i sp a p e r , as i m p l i f i e db u b b l eg r o w t hm o d e lh a sb e e nd e v e l o p e da c c o r d i n gt o t h eq u a l i t a t i v ea n a l y s i so ft h et e m p e r a t u r ep r o f i l ei nt h et h e r m a lb o u n d a r yl a y e r s u r r o u n d i n g t h e v a p o rb u b b l e t h i s m o d e li sb a s e do nt h er e s e a r c ho f o n e d i m e n s i o n a lb u b b l eg r o w t hm o d e lu n d e rs u p e r h e a t e dc o n d i t i o n s t h i sm o d e li s v a l i d a t e db yt h ee x p e r i m e n td a t ao fv a p o rb u b b l eg r o w t hi ns u p e r h e a tw a t e ra n dt h e n u m e r i c a ls o l u t i o no fd i m e t h y le t h e r ( d m e ) v a p o rb u b b l eg r o w t hu s i n gt h e o n e d i m e n s i o n a lb u b b l eg r o w t hm o d e lr e s p e c t i v e l y t h ec o m p a r i s o ns h o w se x c e l l e n t a c c u r a c ya n dl e s sc o m p u t a t i o n a l c o s tt h a no n e d i m e n s i o n a lb u b b l eg r o w t hm o d e l t h em o d e li su s e dt os i m u l a t et h ep r o c e s so fd m eb u b b l eg r o w t hu n d e rs u p e r h e a t e d c o n d i t i o n sa n dt h ei n f l u e n c e so fp h y s i c a lp a r a m e t e r sa n di n i t i a ls t a t eo fs y s t e mo n d m eb u b b l eg r o w t ha r es t u d i e ds i g n i f i c a n t l y t h er e s u l t ss h o wt h a ta c c o r d i n gt o c h iv eo ft i m ev a r yi n t e r f a c ea c c e l e r a t i o n , t h ep r o c e s so fd m eb u b b l eg r o w t hc a nb e d i v i d e di n t ot h r e es e c t i o n s ：s u r f a c et e n s i o nc o n t r o l l e ds e c t i o n ，t r a n s i t i o ns e c t i o na n d h e a tt r a n s f e rc o n t r o l l e ds e c t i o n b u b b l eg r o w t hi sg r e a t l ya f f e c t e db ys u r f a c et e n s i o n i ns u r f a c et e n s i o nc o n t r o l l e ds e c t i o na n dg r e a t l ya f f e c t e db yt h e r m a ld i f f u s i v i t yi nt h e h e a tt r a n s f e rc o n t r o l l e ds e c t i o n ，b u tb u b b l eg r o w t hi sg r e a t l ya f f e c t e db yt h eb o t h a b o v ei nt h et r a n s i t i o ns e c t i o n i no r d e rt oi n v e s t i g a t et h ei n f l u e n c eo fn u c l e a t i o na n db u b b l eg r o w t ho nt h e b r e a k u pp r o c e s so fd r o p l e tu n d e rf l a s hb o i l i n gc o n d i t i o n ，ab u b b l e d r o p l e ts y s t e mi s d e v e l o p e d t h eb r e a k u po fb u b b l e - d r o p l e ts y s t e m i sa t t r i b u t e dt oa e r o d y n a m i c i n s t a b i l i t ya n dt h eu n s t a b l eb u b b l eg r o w t ha c c o r d i n gt h er e l a t i v em o t i o n se x i s t t h e b r e a k u pm o d e l so ft h e s et w ob r e a k u pm o d e sa r ee s t a b l i s h e dr e s p e c t i v e l ya n dt h e c o u p l i n ge f f e c tb e t w e e nt h e s et w ob r e a k u pm o d e si si g n o r e d am o d i f i e dt a bm o d e l i sd e v e l o p e df o rt h ea e r o d y n a m i cb r e a k u p ，t h er e s u l t ss h o wt h a tt h eb u b b l em a k e st h e n s y s t e mm o r eu n s t a b l e ，t h ed e f o r m a t i o ng r o w sf a s t e r 州t hi n c r e a s i n gv o i df r a c t i o n 。a n d t h i sf a s t e rg r o w t hr e s u l t si nt h ed e c r e a s ei nt h eb r e a k u pt i m e ，t h ed r o ps i z ed e c r e a s e s s i g n i f i c a n t l yw i t l li n c r e a s i n gv o i df r a c t i o n f o rt h eb r e a k u pc a u s e db yt h eu n s t a b l e b u b b l eg r o w t h ，ad i s p e r s i o ne q u a t i o nw h i c hc a nd e s c r i b et h ei n s t a b i l i t yo fb u b b l e g r o w t hi sd e r i v e db a s e do nt h el i n e a ri n s t a b i l i t ya n a l y s i sm e t h o d t h er e s u l t ss h o w t h a tt h ed i s t u r b a n c eg r o w t hr a t ei s p r i m a r i l yd e t e r m i n e db yt h ew e b e rn u m b e ro f b u b b l eg r o w t ha n dt h ev o i df r a c t i o n , as y s t e m 、析t hal a r g e rw e b e rn u m b e ra n da l a r g e rv o l u m er a t i oh a sal a r g e rd i s t u r b a n c eg r o w t hr a t ew h i c hi n d i c a t e st h a tt h e s y s t e mi sm o r eu n s t a b l e k e y w o r d s ：d i m e t h y le t h e r ( d m e ) ，f l a s hb o i l i n g ，b u b b l eg r o w t h ，b r e a k u p ， n u m e r i c a ls i m u l a t i o n i i i 武汉理工大学硕+ 学位论文 1 1 选题背景 第1 章绪论 燃烧过程是内燃机热力循环的关键过程，对内燃机的性能具有决定性的影 响。而燃油射流及液滴的破碎、雾化和蒸发及其与空气的混合过程是整个燃烧 过程的关键【1 1 。良好的雾化是提高发动机燃烧效率的基础，对于提高经济性和改 善排放性具有重要意义。发展高效、低污染发动机技术的关键就是通过各种技 术手段改善燃油射流在发动机缸内的雾化和蒸发混合过程【2 j 。无论是目前已经广 泛应用的电控燃油喷射技术还是正处于研究热点的均质充量压缩着火h c c i 燃 烧技术，都是为了达到这一目的。 作为一种新型的燃油喷射方式，闪急沸腾喷雾可以极大地改善初始喷雾锥 角、油滴的初始索特平均直径( s m d ) 、燃油蒸发速率和喷雾贯穿距离等喷雾特性 参数，从而改善燃油的雾化、蒸发及其与空气的混合过程【2 3 】。此外，在发动机 中实现闪急沸腾喷雾并不需要较高的启喷压力，这就降低了对发动机燃油喷射 系统结构强度的要求。因此，在内燃机工程中，闪急沸腾喷雾具有巨大的潜力。 传统喷雾的雾化机理主要有空气动力干扰说、湍流扰动说、空化扰动说和 边界条件突变说等【1 1 。而在闪急沸腾喷雾中，气泡的形成和生长使得燃油射流和 液滴的雾化机理与传统喷雾存在较大的差异，此外，闪急沸腾喷雾的发展过程 和油滴的蒸发机理也有别于传统喷雾。这使得我们无法将传统喷雾机理研究获 得的认识和结论直接应用于闪急沸腾喷雾。因此，为了有效地利用闪急沸腾喷 射现象，强化燃油的雾化和蒸发混合过程，减小对超细喷孔和超高压喷射的依 赖，就必须对闪急沸腾喷雾的雾化机理和发展过程进行系统而深入的研究。 1 2 闪急沸腾喷雾的研究现状 1 2 1 国外研究现状 1 9 8 0 年，k i m 4 1 等人通过预热喷油器内燃油的方法在燃用乙醇的发动机试验 中实现了闪急沸腾喷雾，他们的研究表明，液态乙醇的闪急沸腾喷雾可以减小 油滴半径、增大喷雾锥角和缩短喷雾贯穿距离。早期的闪急沸腾喷雾研究都局 限于低过热度下的喷雾【5 8 1 。在这些射流喷雾中，气泡都是在燃油射流从喷嘴喷 武汉理工大学硕j ? 学位论文 出后形成，经过一段较长的延迟时间后气泡才开始迅速生长、破碎，并最终导 致燃油射流液柱发生雾化，这就是o z a 和s i n n a m o n 【9 , 1 0 1 所提出的“外部模式 的 闪急沸腾喷雾。但是发动机的实际工作过程中，实现这种形式的闪急沸腾喷雾 具有较大难度，这是因为要在喷嘴内完全抑制气泡的形成是十分困难的【j 。当 过热度较高或者喷嘴较长时，在喷嘴内部就会形成气泡，这就是“内部模式 的闪急沸腾喷雾【9 , 1 0 。n a g g a i l l 2 】发现，l d ( 喷嘴长径比) = 7 可以用来有效地区分这 两种模式。喷嘴越长，成核的可能性也越大，形成的气泡也越多。p a r k 和l e e l l 3 发现，在“内部模式 的闪急沸腾喷雾中，随着喷射条件的不同，喷嘴内部的 燃油射流会呈现出气泡流、块状流和环状流三种流动形态。而且o z a 和s i n n a m o n 还发现在这种模式下，燃油射流在离开喷嘴后就完全雾化了【9 】。但是，r e i t z 【l u 在后来的实验研究中却发现在“内部模式”下未受扰液核仍然存在，他在实验 中发现射流破碎区主要由两部分组成：在波长较长的小扰动作用下发生破碎的 核心区和核心区周围次射流破碎形成的细致雾化区。r e i t z 认为气泡的不稳定生 长导致了次射流的产生。 大量的研究都表明燃油射流的过热度和环境压力对油滴尺寸和喷雾锥角等 喷雾特性参数有重要影响【1 4 - 1 8 1 。s e n d a 等人的研究结果表明过热度越高，粒径分 布范围变窄、索特平均直径的径向分布也变得更加均匀。p a r k 和l e e l ”j 发现当过 热度增大到某一特定值后，喷雾锥角随着过热度的升高而减小，他们认为空气 的卷吸效应是产生这种现象的原因。而在传统喷雾中，环境压力高于射流燃油 的饱和蒸汽压，喷雾锥角会随着环境压力的增大而增大，喷雾贯穿距则随着环 境压力的增大而减小，但是当压力增大到某一特定值时，压力将不再对喷雾特 性产生影响。 根据o z a 和s i m 锄o n 【9 】的研究，以下三个过程对闪急沸腾有重要的影响：1 ) 气泡的成核；2 ) 气泡的生长；3 ) 破碎雾化。下面分别从这三个方面对国外的研究 状况进行综述。 1 ) 气泡的成核 经典的气泡成核理论认为过热度是气泡成核的前提，根据成核方式的不同， 可将气泡的成核分为非均相成核和均相成核。非均相成核是指气泡在固体表面 ( 喷嘴内表面) 或者液体中的杂质上形成，而均相成核是指当过热液体中不存在固 体颗粒物时，气泡在液体内部随机地形成。在“内部模式”的闪急沸腾中，非 均相成核更为常见，而在“外部模式”的闪急沸腾中，气泡的成核以均相成核 为主。许多研究都发展了这两种成核理论【l 蚰，相比之下非均相成核所需的过 2 武汉理t 人学硕上学位论文 热度比均相成核更低。在实际的燃油喷射过程中，非均相成核和均相成核是同 时存在的。但是对于非均相成核过程来说，形成气泡的数密度非常低，通常只 有l r a m 3 的数量级【2 2 】。而对于均相成核过程来说，s t r a l e n 和c o l e 2 3 】的研究结果表 明，当过热液体的温度超过其过热极限温度后，气泡的成核速率随着过热度的 增加呈指数形式增长，可达到1 0 1 5 m m 3 s 数量级。而在实际的燃油喷射过程中， 一方面要准确确定非均相成核点的位置是十分困难的，因此对其进行控制和模 拟具有相当的难度；另一方面要产生有效的闪急沸腾喷雾，气泡的的成核速率 必须达到l o 垃m m 3 s 数量级，所以在闪急沸腾的数值模拟中，一般都采用均相成 核理论计算气泡的成核速率。 s e n d a 等人【2 0 】的研究表明，无论是均相成核还是非均相成核，气泡的数密度 都可以与分子密度和过热度相关联 ，一f 、 = 。e x p i 若i ( 1 - 1 ) x l 式中，m 积为气泡的最大数密度，与过热液体的属性有关，k 为关联常数，ar 为液体的过热度。 s e n d a 【2 0 】对试验数据进行曲线拟合得到了m 默和k 的数值。需要指出的是， 在不同的研究中，m 觚的取值并不一样。此外，s e n d a 的试验只考虑了非均相成 核，c h a n g 2 4 】的研究已经证实，对于均相成核，m 戤取6 6 7 x1 0 1 1 将导致气泡数密 度偏低，闪急沸腾效果不明显。因此，要想准确地模拟闪急沸腾现象，就必须 准确地确定在均相成核条件下气泡的数密度。 2 ) 气泡的生长 在自然界和工程应用领域中广泛地存在气泡的生长现象，气泡的生长是闪 急沸腾喷雾过程的重要组成部分，对闪急沸腾喷雾有着重要影响，也是闪急沸 腾喷雾过程的研究重点。对气泡生长过程的研究，可分为理论和实验两方面， 球形气泡生长过程的研究是本文的重点，在下一章将对气泡生长的理论进行详 细的介绍，这里只对气泡生长理论和实验研究的发展过程进行简单的综述。在 早期的理论工作中，一般将气泡的生长过程分为惯性生长阶段和热扩散控制生 长阶段。1 9 1 7 年r a y l e i g h 2 5 】首次提出了球形气泡生长的运动方程，利用该运动方 程可求出在惯性生长阶段气泡半径的解析式。p l e s s e t 和z 州c k 【2 6 】在忽略液体惯性 的前提下对球形气泡的热扩散控制生长阶段进行了研究，为研究方便，p l e s s e t 和z w i c k 假定在气泡表面存在一层热边界层，得到了计算气泡壁面温度的零维表 3 武汉理t 大学硕l ：学位论文 达式，并利用该零维表达式得到在热扩散控制生长阶段气泡半径的渐进表达式， 计算结果与d e r g a r a b e d i 觚【2 7 1 的实验结果符合较好。s c r i v e n 2 8 】在不考虑薄热边界 层的条件下对气泡的热扩散控制生长阶段进行了研究，在中高过热度下得到的 气泡半径的表达式与p l e s s e t 和z w i c k 相同。 要对气泡的生长过程进行完整的描述，在惯性生长阶段和热扩散控制生长 阶段之间还应包括一个平缓的过渡阶段。m i k i c 、r o h s e n o w 和g r i f f i t h t 2 9 j 利用 c l a u s i u s c l a p e y r o n 方程计算饱和蒸气压，通过插值的方法获得了一个可用于气泡 生长全过程的气泡半径的表达式，这就是经常提到的m r g 解法。l i e n 3 0 对水在 各种环境压力下的气泡生长进行了实验研究，研究表明在较低的环境压力下， 液体的惯性作用对气泡生长的影响非常明显。m r g 解法与l i e n 的实验结果符合 较好。 随着计算机水平的提高，气泡生长的数值解法也得到了充分的发展。气泡 生长的数值解法的一般做法是将气泡生长的运动方程和不同形式的能量方程进 行耦合，对气泡的生长过程进行模拟计算。t h e o p h a n o u s 3 1 j 、j u d d l 3 引、b o a r d 和 d u 妇f 、，【3 3 】、d o n n e 和f a r r a n t i l 3 4 1 、l e e 和m e r t e 3 5 】以及r o b i n s o n 【3 6 】采用数值的方法对 均匀过热流体中球形气泡的生长过程进行了模拟。上述研究者中，t h e o p h a n o u s 、 j u d d 以及b o a r d 和d u 厨都是假定在球形气泡表面存在一层热边界层，并给出热边 界层处的温度分布曲线，这样就可以计算出气液界面处的温度梯度。d o n n e 和 f e 仃 m t i 【蚓在不考虑气液界面处热边界层对气泡生长的影响的情况下，首次同时 求解了完备的能量方程和运动方程，计算结果准确揭示了更多关于气泡生长初 始阶段的细节。在数值解法中，为启动计算程序，需要对处于热平衡状态的气 泡施a n d , 扰动才能促使气泡生长。t h e o m o u s 【3 l 】对气泡施加温度扰动促使气泡生 长：b o r a d 和d u f f y t 3 3 】对气泡临界半径增加0 0 5 的增量以促使气泡生长；d o n n e 和f e n - a n t i 3 4 l 采用的方法是在能量方程中增加源项。气泡生长的数值解法能全面 而具体地揭示气泡生长的全过程，但是计算代价较高，不适于耦合至i j c f d 代码中 进行三维喷雾的数值模拟，且对网格的依赖性较强，因此在闪急沸腾的数值模 拟中，需要发展合适的气泡生长模型。 3 ) 破碎雾化 在闪急沸腾喷雾中，气泡的微爆作用对燃油射流或者油滴的雾化有着重要 的影响【3 7 1 ，但是气泡的破碎机理至今仍不十分清楚，在理论建模方面也以现象 学或半现象学模型居多。 1 9 8 0 年l a w t 3 8 1 在油掺水的试验中首次发现气泡的微爆现象。s h e n 3 9 】的试验 4 武汉理t 大学硕十学位论文 发现在柴油中掺水不仅可以减少发动机的敲缸现象，还可以减少n o x 和碳烟的形 成。w a n g l 4 0 j 等人的研究发现，对于多组分油滴，其微爆现象的产生主要取决于 气泡的形成方式和燃油组分的属性，研究表明，在重油中添加一定量的轻油， 利用气泡的微爆效应可以改善重油的雾化【4 1 1 。l i u l 4 2 】考察了不同酒精添加剂对生 物柴油雾化燃烧性能的影响，研究表明，当油滴的温度达到添加剂的过热极限 温度时，油滴内部会形成气泡并最终产生微爆现象，且燃油射流在下游的雾化 比上游好，但是当环境温度过高时，由于燃油蒸发太快，导致在燃油中不会形 成气泡，所以微爆现象只能在一定的温度范围内产生。环境压力对微爆现象的 产生有重要影响，一般来说，环境压力越高，微爆效应越科4 1 , 4 3 j ，这是因为在高 压环境下，油滴可以达到更高的温度，与此同时过热极限温度的变化却不大。 z e n g | 删的研究却表明，对于多组分液滴来说，过高的环境压力不利于微爆现象 的产生，这是因为当环境压力过高时，各种组分的挥发性的差异变小了。液滴 内部的环流作用会使油滴中的不同组分混合的更好，从而减小油滴的温度梯度 和组分的质量分数梯度1 4 1 1 ，因此环流作用不利于微爆现象的产生。油滴中的挥 发性组分为气泡微爆提供所需的能量，但是若挥发性组分过多，则不会产生微 爆现象，这是因为油滴蒸发过快将会导致油滴表面的最高温度下降p 圳。 在对闪急沸腾喷雾基本过程的研究中，和大量的实验研究相比理论模型的 发展显得非常有限，对于气泡的微爆现象更是如此，因为大多数的模型都有着 各种假设。l i e n h a r d 和d a y t 5 】发展了适用于过热液体射流的破碎准则，该破碎准 则假定当气泡半径生长到等于射流的初始半径时，气泡发生破碎。o z a 和 s i n n a m o n t 9 】则认为当气泡半径增大至等于初始半径的两倍时，气泡发生破碎。 s e n d a 【2 0 】和a ( k i l i 【4 5 】利用气泡的体积分数判断破碎时刻，他们假定当泡的体积分 数大于某一给定的值( 0 4 5 ) 时，射流燃油发生破碎，且产生的子液滴尺寸相同、 个数是气泡的两倍。s h e r 和e l a t e l 4 6 】的研究假定当气泡生长到相邻的气泡相互接 触时，气泡发生破碎，并且他们认为雾化是气泡表面张力势能释放的结果。 r a z z z g h i 4 7 】认为燃油射流在气动力作用下发生初次雾化，初次雾化后产生的子液 滴则因气泡的生长而产生剧烈的微爆效应。z e n g 4 s l 对闪急沸腾喷雾中液滴的气 动破碎过程进行了研究，为考虑气泡的形成和生长对液滴破碎的影响，z e n g 对 初始的t a b 液滴破碎模型进行了修正；同时为研究气泡的不稳定生长对液滴破碎 的影响，采用线性不稳定性分析法，推导了描述气泡生长不稳定性的色散方程， 建立气泡的破碎准则，并利用守恒定律确定了子液滴的特性参数。d a r 1 0 n 1 4 9 j 发 展的闪急沸腾喷雾模型将气泡的成核、生长与液滴的破碎模型联系起来，并利 5 武汉理丁大学硕士学位论文 用该模型对典型的g d i 环境下的喷雾过程进行了模拟。 1 2 2 国内研究现状 国内对闪急沸腾喷雾的研究相对较晚，且大都以试验研究为主，在理论建 模方面的工作较为薄弱。 1 9 9 3 年张煜剧5 0 1 教授通过燃油热强化方法在涡流室式柴油机上实现了闪急 沸腾喷雾，结果表明，在一定的热强化温度范围内，碳烟、c o 和n o x 排放大幅 度降低。 段树林【5 l 】在一台单缸机上，采用柴油和煤化油进行了闪急沸腾喷雾的试验 研究，并采用激光全息术对闪急沸腾喷雾场进行了测量与研究，结果表明，与 传统喷雾相比，闪急沸腾喷雾场中雾粒的平均半径更小，而且轴向、径向分布 也更加均匀；同时，闪急沸腾喷雾还可以大大降低柴油机的油耗率和碳烟排放 量。 乔信起【5 2 】以氟利昂r 1 2 为试验液体，采用激光多普勒测速仪( l d a ) ，对闪 急沸腾雾化机理进行了探索性的研究，研究结果表明，闪急沸腾喷雾的径向速 度和径向扩散范围远远大于普通喷雾，且闪急沸腾喷雾中速度的空间分布更均 匀。 黄震【5 3 】教授采用发动机燃油溶气喷射技术实现了闪急沸腾喷雾，结果表明， 二氧化碳溶气燃油喷射产生的微爆效应可以显著改善喷雾效果，同时降低柴油 机碳烟微粒和n o x 的排放。 余敬周1 5 4 】利用激光粒度测试仪对d m e 柴油混合燃料闪急沸腾喷雾特性进 行了研究，结果表明，在柴油中掺入液相d m e 后，d m e 的微爆效应对燃油雾 化的影响较大，与纯柴油相比，d m e 柴油混合燃油的喷雾锥角以及喷雾体的宽 度增加幅度较大，索特平均直径明显减小，群平均直径小的油滴所占比例显著 增大，且d m e 含量的越大，这一变化趋势越显著。 华中科技大学的e l k e l a w y l 5 5 对含水量不同的柴油乳化液油滴的闪急沸腾现 象进行了研究，对油滴的粒径分别进行了测量和变参数对比分析，详细探讨了 乳化油含水量对乳化油滴闪急沸腾和微爆效应的影响。得到的结论主要有：乳 化油滴中的水相颗粒在闪急沸腾条件下所形成的高压蒸汽团冲破无水边界层是 导致油滴发生破碎雾化的主要原因；乳化油中水的含量越高，微爆效应越强， 喷雾索特平均直径( s m d ) 的细化率也越大。 张辉亚【5 6 l 采用数字粒子图像速度场仪对单孔式柴油机喷嘴形成的d m e 闪 6 武汉理工人学硕士学位论文 急沸腾喷雾场的微观结构及发展过程进行了细致的研究，结果表明，d m e 闪急 沸腾喷雾场由初始核区、闪急沸腾主体区和涡环形成区三部分组成；根据涡环 结构的形成与发展，可将d m e 闪急沸腾喷雾扩散过程分为四个阶段，依次为涡 环形成阶段、涡环发展变形阶段、涡环破碎阶段和闪急沸腾喷雾充分发展阶段。 在闪急沸腾喷雾的理论建模方面，张鹏【3 7 】对气泡的成核、生长和微爆过程 进行了系统而深入的研究。他在气泡生长一维理论的基础上，编写了过热液体 中球形气泡生长的计算程序；此外为进一步研究闪急沸腾条件下，气泡的形成 和生长对二甲醚射流和液滴破碎雾化的作用和影响，在已有的理论研究基础上， 考虑粘性应力的影响，重新推导了描述气泡生长不稳定性的色散方程，建立新 的气泡破碎准则，并利用守恒定律确定了子液滴的特性参数。鉴于在三维c f d 喷雾模拟中考虑气泡的成核、生长和破碎这些复杂的微观过程，势必会大大提 高喷雾模拟的计算代价，不利于工程实际应用，为此，余敬周1 57 】在在k h i 玎液 滴破碎模型的基础上，构建了二甲醚闪急沸腾喷雾的宏观现象学模型，该模型 忽略了液滴内部气泡的成核、生长和破碎这些复杂的微观过程对闪急沸腾喷雾 的影响，将燃油的过热度对二甲醚i 、人j 急沸腾喷雾锥角、贯穿距等宏观喷雾特性 以及液滴蒸发速率和液滴温度变化的影响作为研究的重点，研究表明，该模型 具有较好的工程实用性。 综上所述，在闪急沸腾条件下，气泡的成核、生长及破碎过程对燃油射流 及液滴的破碎雾化有重要影响。但是在三维c f d 喷雾模拟中直接添加上述气泡 生长及液滴破碎的子模型，必然会大大增大喷雾模拟的计算代价，不适于工程 实际应用，因此，必须发展适合工程实用的气泡生长和液滴破碎模型。 1 3 本文的主要研究内容 根据本文的选题，在现有条件下查阅了大量国内外的相关研究资料，明确了 闪急沸腾喷雾的基本原理及发展过程，获得了国内外在闪急沸腾喷雾过程中气 泡生长及液滴破碎领域内所开展的工作、取得的研究成果和存在的问题及不足， 为确定本文的研究内容和寻找创新点奠定了基础。本文在前人研究的基础上， 对二甲醚闪急沸腾喷雾过程中的两个重要过程：气泡生长和液滴破碎进行了系 统而深入的研究。归纳起来，本文的研究内容主要包括以下几个方面： 1 对过热液体中球形气泡生长的各种解法进行了对比分析，指出了解析方 法的局限性与不足，总结了过热液体中球形气泡生长研究的关键问题。 7 武汉理t 大学硕上学位论文 2 以气泡生长一维数值模型为基础，在薄热边界层的假设下，构建了一个 简化的气泡生长模型，并使用f o r t r a n 语言编制了计算程序。为了验证简化模型 的准确性，分别使用过热水中气泡生长的实验数据和过热d m e 中气泡生长一维 数值模拟结果进行了对比验证。 3 利用简化的气泡生长模型对过热条件下d m e 气泡的生长过程进行了数 值模拟研究，并由此分析了物性参数、环境温度和压力对d m e 气泡生长过程的 影响。 4 为研究闪急沸腾喷雾中气泡的形成和生长对液滴破碎的影响，建立了气 泡液滴系统，根据已有的理论，将气泡液滴系统的破碎归结为气动不稳定性和 气泡的不稳定生长，在忽略这两种破碎机理的耦合效应的前提下，对这两种破 碎模式的机理进行了研究，并分别采用弹性学理论和线性不稳定性分析法建立 了这两种破碎模式的数学模型。 8 武汉理工火学硕士学位论文 第2 章气泡生长的理论基础及数学模型 气泡的生长是闪急沸腾喷雾过程的重要组成部分，对闪急沸腾雾化机理有 重要影响。本章对过热液体中球形气泡的生长过程进行研究，详细讨论气泡生 长的各种解析方法和数值方法。为了系统而全面的揭示气泡生长的全过程，本 章在均相成核条件下，建立了过热液体中球形气泡生长的一维模型，利用f o r t r a n 语言编制了一维模型的计算程序，使用过热水中气泡生长的实验数据对模型和 计算程序的有效性进行了验证，并利用该计算程序对过热条件下二甲醚气泡的 生长过程进行了模拟研究。 2 1 气泡生长的理论基础 r a y l e i g h t 2 5 1 在1 9 1 7 年首次提出了球形气泡生长的运动方程 如争h 3 ( d 衍r b 、1 2 = 百p v - p 1 ( 2 - ) 式中r b 为气泡的半径，n 为液体密度， 该方程也被称为r a y l e i g h 方程。 在早期的理论工作中，r a y l e i g h 2 5 1 、 尸y 和n 分别为蒸气压力和环境压力。 p i e s s e t 和z w i c k 2 6 1 、f o r s t e r 和z u b e r t 5 8 】 将气泡的生长过程分为惯性生长阶段和热扩散控制生长阶段，并给出了气泡生 长速度的分析解。 惯性生长阶段是指气泡生长的初始阶段。在此阶段，蒸气压力p ，几乎保持 不变，可假定等于饱和蒸气压，( t l ) ，利用初始条件n s ( o ) = o ，求解r a y l e i g h 方 程( 2 1 ) 可获得气泡的生长速度： 型：f 墼盟业1 2 ( 2 - 2 ) a r t l3 p l 将线性化的克劳修斯卡拉贝隆方程代入上式，可获得在惯性生长阶段气泡半径 的解析解 2 6 , 2 9 1 ： 纵垆瞰锵 钳2 r 仁3 ， 从上式可以看出，在气泡的惯性生长阶段，气泡半径和时间呈线性关系。 考虑到气泡的生长需要蒸发潜热，这使得气泡表面过热边界层上所储存的 9 武汉理工人学硕上学位论文 能量不断减少。随着气泡的生长，气泡的温度从初始温度死逐渐下降到对应环 境压力下的饱和温度t ( p l ) ，同时，随着界面处温度的下降以及蒸气压力的降 低，气液界面处相对较低的热扩散率限制了气泡的生长，导致气泡的生长速度 持续下降，该阶段称为热扩散控制生长阶段，p l e s s e t 和z w i c k 2 6 j 假定气泡表面的 薄热边界层的厚度比气泡的半径小得多，根据能量方程使用一个气泡壁面温度 函数的零维估计式，获得了可预测气泡半径瞬态变化的分析解。计算气泡壁面 温度的零维表达式为： h 制佗f r ；( x ) ( j 啪) 方) 1 2 吼出 p 4 ， 其中，乃为气泡的壁面温度，口为热扩散率，方括号内的项代表界面表面积的改 变对界面温度的影响。假定界面处液体和蒸气处于热平衡状态，采用蒸气压力 和温度的线性方程将方程( 2 - 1 ) 和方程( 2 4 ) 关联起来可得到界面处的温度梯度： 吼。压寺 p 5 ， 其中a t = 瓦- r , 训，界面处的能量平衡可表示为 鸭h a 衍_ r 曰= 吒地( ，) ( 2 - 6 ) 联立方程( 2 5 ) 和方程( 2 6 ) 可得到在热扩散控制生长阶段气泡半径的渐进表达式： r ( f ) ：2 4 r 3 j a f o t tl ( 2 7 ) 其中j a = p l c 。( 乏一乙，) 肛，坛，为无量纲的过热度。上式表明在气泡的热扩散控 制生长阶段，气泡半径随着时间的推移而逐渐增大。p r o s p e r e t t i 和p l e s s e t l 5 9 】认为 上式仅在当气泡生长的时间足够长，且气泡的生长速度比在惯性生长阶段的生 长速度小得多时才成立。上述理论与d e r g a r a b e d i a n t 2 7 1 的实验结果符合较好。 f o r s t e r 和z u b e r l 5 8 采用格林公式对薄热边界层区域进行积分来估算界面处 的温度，并采用克劳修斯克拉贝隆方程关联蒸气压力和温度，获得的气泡半径 的渐进表达式如下： 眦) - 2 彪“2 1 0 ( 2 8 ) 武汉理1 = 大学硕士学位论文 上式与方程( 2 7 ) 在形式只有一个系数刀2 不同。刚z 1 1 i c 【删指出方程( 2 7 ) 和方程 ( 2 - 8 ) 系数7 2 和3 都考虑了气泡表面积的不断增加对界面处的温度梯度的 影响。 s c r i v e n l 2 8 】在不考虑薄热边界层的情况下对气泡的热扩散控制生长阶段进行 了研究，通过对包含对流项的能量流动方程进行精确的求解，得到了如下气泡 半径的估计式： 吃( ，) = 2 岁( c r t ) ”2 ( 2 - 9 ) 其中，常数的取值取决于系统压力和过热度。在中高过热度下， 为： 蹦归2 压( 专) 妇( 黟 其中， 方程( 2 9 ) 口- f 化 ( 2 1 0 ) 厂_ 警卜 式中c 为和c 匆分别为液体和蒸气的定压比热。在工程实际中，对于一些经常使 用的流体7 1 ，此时方程( 2 1 0 ) 与方程( 2 7 ) 是同一形式。这表明在中高过热度或 者较大的j a k o b 数下，薄热边界层的假设是合理的。在较低的过热度或较小的 j a k o b 数下，s c f i v e n 【2 8 1 给出的气泡半径的计算式如下： 耻，= 历( 南p ( 玎 p 当，1 时，上式简化为： ( f ) = ( 2 j a a t ) “2 ( 2 1 3 ) 可以看出上式与方程( 2 7 ) 、( 2 - 8 ) 和方程( 2 1 0 ) 对时间有着相同的变化关系，而对 j a k o b 数的变化关系却不同。这表明，当j a k o b 数较小时，薄热边界层的假设不 再合理。 r i z n i c 6 0 】的研究证实了方程( 2 8 ) 和方程( 2 1 3 ) 中气泡半径对j a k o b 数的这种 变化关系，他在考虑界面曲率对界面处的温度梯度的影响的条件下得到的气泡 生长速度的表达式如下： 武汉理t 火学硕十学位论文 业d t 础叫寿3 a t ) + 去l p i (”2 ( ，) j 、。 上式中b 为面积变化系数，中括号中的第一项和第二项分别代表表面积的变化 和界面曲率的影响。r i z n i c l 6 0 i 的研究发现，j a ；，2 时，气泡半径的变化与式( 2 7 ) 相符合，这说明此时界面曲率对界面处温度梯度的影响可以忽略，并且薄热边 界层的假设是合理的。当j a k o b 数较t j , ( j a 2 ) 时，r i z n i c 发现气泡半径的变化与 式( 2 1 3 ) 相符合，此时薄热边界层的假设不再合理，并且界面的曲率对界面处的 温度梯度有重要影响。 以上的讨论都假定早期的气泡生长为惯性生长阶段，后期的气泡生长为热 扩散控制生长阶段。要对气泡的生长过程进行完整的描述，在上述两个阶段之 间还应包括一个平缓的过渡阶段。m i k i c 、r o h s e n o w 和g r i f f i t h 2 9 】通过插值的方 法获得了一个可用于气泡生长全过程的气泡半径的表达式。这就是经常提到的 m r g 解法，即： r + = 詈 ( r + + 1 ) 3 2t ) 3 胆一1 ( 2 - 1 5 ) 上式中的无量纲变量为： 尺+ ：罂f + = 篓 b ：f ，堕 i ，2 j a ( 2 - 1 6 ) f 4 z ：氇鱼! 至二堡堕 3 见乙( 置) 可以看出，广l 时方程简化为r a y l e i g h 解，即方程( 2 - 3 ) ；，+ 1 时方程简化为 p l e s s e t 和z w i c k 2 6 】给出的解，即方程( 2 7 ) 。l i e n 3 0 1 对水在各种环境压力下进行了 气泡生长的实验，结果发现在较低的环境压力下气泡的生长表现出明显的惯性 生长阶段，m r g 解法与l i e n 的实验结果符合较好。 t h e o f a n o u s 和p a t e l l 6 1 1 对m i k i c 的方法进行了修正，他使用蒸气压力和温度 的线性关联式代替克劳修斯克拉贝隆方程。结果表明，修正后的解法与b o h r e r f 6 2 】 的实验结果符合较好。p r o s p e r e t t i 和p l e s s e t t 5 9 1 使用准确的蒸气压力曲线，利用 数值的方法对r a y l e i g h 方程( 2 1 ) 和方程( 2 4 ) 进行耦合求解，得到的结果与 d a l l e d o n n e 和f e 玎a n t i 【3 4 1 的数值结