液體中可壓縮氣體射流的瞬態(tài)特性

王超，施紅輝，汪劍鋒（浙江理工大學(xué)機(jī)械與自動(dòng)控制學(xué)院，浙江 杭州 310018）

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液體中可壓縮氣體射流的瞬態(tài)特性

王超，施紅輝，汪劍鋒
（浙江理工大學(xué)機(jī)械與自動(dòng)控制學(xué)院，浙江 杭州 310018）

摘要：針對(duì)水下超聲速氣體射流實(shí)驗(yàn)裝置，分別采用高速攝影對(duì)水下超聲速氣體射流的形態(tài)及發(fā)展過程進(jìn)行了可視化觀察分析，采用VOF方法建立了二維軸對(duì)稱兩相數(shù)值計(jì)算流模型，對(duì)實(shí)驗(yàn)工況進(jìn)行數(shù)值模擬，得到詳細(xì)的水下超聲速射流流場(chǎng)結(jié)構(gòu)。兩者結(jié)合得以研究水下氣體超聲速射流的形態(tài)及發(fā)展過程。研究結(jié)果表明：超聲速水下射流流場(chǎng)明顯包含射流區(qū)、過渡區(qū)和羽流區(qū)3個(gè)不同特征區(qū)域，射流區(qū)內(nèi)氣相的脹鼓和回?fù)衄F(xiàn)象導(dǎo)致了嚴(yán)重的振蕩流模式。氣液界面不穩(wěn)定性引起射流局部頸縮，從而引起頸縮上游氣相截面的擴(kuò)張、收縮甚至斷流。可觀測(cè)的小幅度的頸縮導(dǎo)致上游的脹鼓現(xiàn)象；稍大幅度的頸縮導(dǎo)致上游的回?fù)衄F(xiàn)象；大幅度的頸縮甚至導(dǎo)致射流中斷，并在隨后重建射流。

關(guān)鍵詞：氣液兩相流；數(shù)值模擬；實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證；可壓縮氣體射流；流動(dòng)振蕩

2015-12-10收到初稿，2016-03-15收到修改稿。

聯(lián)系人：施紅輝。第一作者：王超（1973—），男，博士，講師。

Received date: 2015-12-10.

Foundation item: supported by the National Natural Science Foundation of China (10802077) and the Fluid Engineering Innovation Team of Zhejiang Sci-Tech University (11132932611309).

引　言

水下氣體射流廣泛應(yīng)用于化學(xué)工程和冶金工程中[1-8]，替代攪拌裝置。水下超聲速射流在水下槍械膛口噴焰及對(duì)彈丸運(yùn)動(dòng)影響的研究中亦具有重要應(yīng)用背景。對(duì)把流體從孔隙中噴射到另一種靜止流體中的超聲速射流研究是可壓縮流體力學(xué)中的一個(gè)經(jīng)典課題。大量的文獻(xiàn)研究了單相流體的超聲速射流，如在氣體環(huán)境中的氣體射流[9-10]，但針對(duì)在水環(huán)境中的超聲速氣體射流行為的研究相對(duì)較少。

當(dāng)氣相流體以超聲速通過噴管持續(xù)噴入液相環(huán)境時(shí)，由于氣體和液體的密度比很大，最初進(jìn)入液體的氣體射流的壓力太小以至于無法克服液體的慣性作用。這使得射流起始階段，只是在噴嘴出口處形成一個(gè)高壓氣泡，氣泡體積隨著噴射時(shí)間不斷增加。當(dāng)氣相壓力高到足以克服水的慣性，氣泡推開周圍的液體，氣體射流形成[11-13]。氣液界面的不穩(wěn)定性（包括RT不穩(wěn)定性、RM不穩(wěn)定性以及KH不穩(wěn)定性）導(dǎo)致氣液兩相在界面處發(fā)生快速混合[14-15]。這種兩相射流的界面不穩(wěn)定性是液體中超聲速氣體射流與氣體中超聲速氣體射流的重要區(qū)別之一，也是液體中超聲速氣體射流研究的重要難點(diǎn)之一。

在水下氣體射流的早期實(shí)驗(yàn)研究中，Hoefele 等[1]發(fā)現(xiàn)，隨著噴射氣體壓力的增加，壓力脈動(dòng)頻率降低，射流流型亦經(jīng)歷了從泡狀流到射流的轉(zhuǎn)變。Aoki等[14]首先將水下超聲速氣體射流的過程應(yīng)用于冶金化工中。他們發(fā)現(xiàn)在噴嘴出口附近存在間歇回流，且會(huì)沖擊噴嘴表面。其稱之為“回?fù)簟保⒄J(rèn)為回?fù)羰且苯馉t風(fēng)嘴侵蝕的主要機(jī)制。王柏懿等[16-17]和施紅輝等[18-22]確認(rèn)了水下超聲速射流存在回?fù)衄F(xiàn)象，并發(fā)現(xiàn)在超聲速射流條件下，回?fù)粼趪娮斐隹诘纳嫌我饛?qiáng)烈的壓力脈動(dòng)。他們還注意到，水下超聲速氣體射流過程導(dǎo)致很大的流動(dòng)振蕩可能與氣相中的沖擊波有關(guān)。Bisio等[23]研究了射流流型演化和回?fù)纛l率。Weiland等[24]研究了二維水下氣體射流中氣液界面的穩(wěn)定性問題。

由于水下超聲氣體射流的復(fù)雜性，許多參數(shù)及更詳細(xì)的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)在實(shí)驗(yàn)中難以觀測(cè)，如氣相射流內(nèi)部流場(chǎng)、激波結(jié)構(gòu)等。近年來，計(jì)算流體力學(xué)（CFD）技術(shù)在這一領(lǐng)域得到了越來越廣泛的應(yīng)用。王樂勤等[25]、朱衛(wèi)兵等[26]、甘曉松等[27]、武心壯等[28]、Tang等[29]對(duì)這一問題做了數(shù)值計(jì)算。與實(shí)驗(yàn)結(jié)果相比，一些數(shù)值結(jié)果與實(shí)驗(yàn)基本一致。這些數(shù)值模擬主要集中于水下超聲速氣體射流初始階段的流場(chǎng)特性研究，對(duì)于射流的整個(gè)過程，特別是射流發(fā)展、氣液混合過程和射流回?fù)艏罢袷幍难芯可胁欢嘁姟?/p>

本文通過水下超聲速氣體射流實(shí)驗(yàn)裝置的實(shí)驗(yàn)，以及采用VOF方法建立的二維軸對(duì)稱兩相流計(jì)算模型的數(shù)值計(jì)算，研究水下超聲速射流從建立到發(fā)展的完整過程。文獻(xiàn)[13]詳細(xì)描述了水下超聲速氣體射流的初期建立及氣泡的生長演化過程，并得到了射流形成后的射流內(nèi)部流場(chǎng)結(jié)構(gòu)和激波結(jié)構(gòu)。本文主要研究射流形成后氣液界面的不穩(wěn)定過程以及由此引起的射流脹鼓與回?fù)舻攘鲃?dòng)振蕩現(xiàn)象，并提出了流動(dòng)不穩(wěn)性產(chǎn)生的射流頸縮是脹鼓與回?fù)舭l(fā)生的根本原因。

1　實(shí)驗(yàn)裝置和方法

實(shí)驗(yàn)裝置如圖1所示。長方體水箱的框架、底面和左、右面都使用不銹鋼制成，前后兩側(cè)面由透明的有機(jī)玻璃制成。水箱尺寸為（長度×寬度×高度）3 m×1 m×1.5 m。透明的水箱側(cè)壁可以方便地進(jìn)行可視化光學(xué)測(cè)量。高速攝影機(jī)位于靠近噴嘴的側(cè)面，用于記錄氣體在水中的噴射過程。相機(jī)的速度是100 fps。在水箱中充滿水，并在自由面覆蓋著一個(gè)孔板，用以限制表面波從而給射流區(qū)域提供一個(gè)恒定的壓力。通過與高壓儲(chǔ)氣罐連接的穩(wěn)壓調(diào)節(jié)閥來控制射流入口氣體的總壓。為了保持實(shí)驗(yàn)時(shí)間內(nèi)（小于10 s）射流入口氣體總壓穩(wěn)定，在穩(wěn)壓閥前設(shè)置一體積和初始?jí)毫Ψ謩e為0.5 m3和3.0 MPa的高壓儲(chǔ)氣罐。射流噴管為拉瓦爾噴管，其設(shè)計(jì)Mach數(shù) Ma = 2.87，噴管喉部和出口直徑分別為4.5 mm和8.7 mm。實(shí)驗(yàn)氣體總壓和總溫分別為1.0 MPa 和300 K。

圖1　實(shí)驗(yàn)裝置Fig.1　Experimental setup

2　控制方程和數(shù)值方法

2.1控制方程

由于氣體射流是超聲速的，氣相采用非定常可壓縮理想氣體模型。液體的可壓縮性非常小，從而液相采用非定常不可壓縮流體模型。本文主要研究流動(dòng)的射流區(qū)域，而不研究流場(chǎng)的羽流區(qū)域，因而可以忽略重力的影響。如此，得到如下控制方程。

連續(xù)方程

動(dòng)量方程

能量方程

式中，ρ、p、T和V分別表示流場(chǎng)的密度、壓力、溫度和速度；τ、k和cp分別表示黏性應(yīng)力、熱傳導(dǎo)系數(shù)和比定壓熱容，其表達(dá)式可以參考相關(guān)文獻(xiàn)[30]。

2.2VOF method

VOF方法[31]是一種通過相函數(shù)F來構(gòu)造和追蹤兩相流體界面的方法。當(dāng)某個(gè)單元格中F = 1時(shí)，則該單元格被指定相流體完全占用，反之當(dāng)F = 0時(shí)，該單元格則不含指定相流體。當(dāng)某單元格中0< F < 1時(shí)，則該單元格是兩相界面。相位函數(shù)的控制方程為

根據(jù)兩相界面附近每個(gè)點(diǎn)的相函數(shù)值，依照一定法則，就可以捕獲相界面的位置。由于相函數(shù)是用于界面跟蹤的，所以不需要平滑相函數(shù)。兩相混合物的平均性質(zhì)也可以根據(jù)相函數(shù)由式（5）計(jì)算

式中，Φ 表示任意物理參數(shù)；下角標(biāo)“f”表示對(duì)應(yīng)于相函數(shù)F = 1的那一相的相應(yīng)物理參數(shù)值，而“g”則表示對(duì)應(yīng)于相函數(shù)F = 0的那一相的相應(yīng)物理參數(shù)值。

2.3計(jì)算區(qū)域與數(shù)值方法

計(jì)算區(qū)域?yàn)槎S軸對(duì)稱區(qū)域，如圖2所示。由于計(jì)算機(jī)的限制，計(jì)算區(qū)域并不是整個(gè)實(shí)驗(yàn)的水箱，而是噴管加上靠近噴管出口的比整個(gè)水箱小很多的一部分。實(shí)際計(jì)算區(qū)域尺寸為190d0×90d0(長度×高度)，其中d0為噴管喉部直徑。雖然計(jì)算區(qū)域比實(shí)際實(shí)驗(yàn)中的水箱小，當(dāng)采用無反射邊界條件時(shí)，此計(jì)算區(qū)域可以保證得到?jīng)]有計(jì)算邊界干擾的真實(shí)的流動(dòng)參數(shù)。

圖2　計(jì)算區(qū)域Fig.2　Computational domain

計(jì)算區(qū)域中，水箱部分網(wǎng)格劃分采用四邊形結(jié)構(gòu)網(wǎng)格，噴管內(nèi)部的網(wǎng)格采用四邊形結(jié)構(gòu)網(wǎng)格加上三角形非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格。由于在噴管內(nèi)部和噴管出口附近的流動(dòng)參數(shù)變化梯度較大，還需要對(duì)這一部分網(wǎng)格進(jìn)行加密。網(wǎng)格尺寸參考了Chan等[32]在超聲速射流研究中的網(wǎng)格設(shè)置，最終總網(wǎng)格數(shù)約為0.65× 106個(gè)。

噴管入口總壓(P0)分別為1.0 MPa和3.6 MPa，初始溫度T0= 300 K。噴管內(nèi)壁和噴管出口處的水箱側(cè)壁設(shè)置為壁面邊界條件。其他邊界條件采用無反射邊界條件。液體自由面壓力為0.1 MPa，溫度為300 K。

參考Tang等[29]的水下射流數(shù)值模擬以及Chin 等[33]關(guān)于超聲速射流中湍流模型的研究，本文采用標(biāo)準(zhǔn)k-ε 模型，并在近壁流場(chǎng)采用增強(qiáng)壁面函數(shù)法修正湍流模型。壓力和速度耦合求解采用SIMPLE算法。體積分?jǐn)?shù)方程使用QUICK格式離散，其他方程采用一階迎風(fēng)格式離散以消除激波振蕩。

3　結(jié)果與討論

圖3給出了水下欠膨脹氣體射流實(shí)驗(yàn)的序列照片。圖中顯示，射流形成過程為從0.010 s到0.040 s，這一過程已經(jīng)在文獻(xiàn)[13]中討論過，本文主要討論射流形成以后的流動(dòng)特征。當(dāng)射流充分發(fā)展后，從噴管出口到下游遠(yuǎn)場(chǎng)，流場(chǎng)可以分為3個(gè)不同的區(qū)域（如圖3中t = 0.420 s時(shí)所示）：① 射流區(qū)，其中射流慣性力和湍流起著主導(dǎo)作用（在圖中用Ⅰ表示），而重力（或浮力）對(duì)射流區(qū)域的流場(chǎng)影響很小，即在數(shù)值模擬中忽略重力的假設(shè)對(duì)研究射流區(qū)域的流場(chǎng)特性是十分合理的；② 過渡區(qū)，其中浮力作用逐漸明顯，并使射流變彎曲向上流動(dòng)（在圖中用Ⅱ表示）；③ 羽流區(qū)，其中浮力控制流動(dòng)特征（在圖中用Ⅲ表示）。

圖3　水下超聲速氣體射流發(fā)展與振蕩Fig.3　Development and vibration of supersonic air jet in waterⅠ—jet region; Ⅱ—transition region; Ⅲ—plume region; A—back-attack; B—bulge; N—necking

為了更好地討論射流形成后流動(dòng)的瞬態(tài)特性，在圖3中刪去了一些時(shí)刻的圖片，如在時(shí)刻t = 0.040 s到t = 0.420 s之間以及時(shí)刻t = 0.470 s到t = 0.640 s之間拍攝的脹鼓或回?fù)衄F(xiàn)象不明顯的照片。圖中示出了射流過程中的兩次較為明顯的回?fù)暨^程，從t = 0.420 s到t = 0.470 s一次，從t = 0.640 s到t = 0.680 s一次。這種現(xiàn)象之所以被稱為“回?fù)簟保且驗(yàn)樵趯?shí)驗(yàn)觀察時(shí)，它看起來像是射流首先被反轉(zhuǎn)，然后再反向流動(dòng)并擊打到噴管出口表面，如在圖3中分別在t = 0.440 s時(shí)刻和t = 0.660 s時(shí)刻。在回?fù)衄F(xiàn)象出現(xiàn)前，在流場(chǎng)的射流區(qū)可以觀察到局部的頸縮現(xiàn)象，如圖3中t = 0.420 s和t = 0.430 s時(shí)刻中字母N對(duì)應(yīng)的箭頭所示位置。圖中頸縮幅度都相對(duì)較小，推測(cè)是因?yàn)樯淞鬟吔缣帤庖旱膭×覔交飚a(chǎn)生大量微小氣泡，覆蓋了射流及面，導(dǎo)致觀察到的頸縮程度與實(shí)際頸縮程度不符。頸縮會(huì)導(dǎo)致其上游產(chǎn)生脹鼓以及隨后的回?fù)簟Ｓ袝r(shí)候回?fù)舭l(fā)生得特別快，實(shí)驗(yàn)無法觀測(cè)到回?fù)糁暗拿浌默F(xiàn)象，如圖t = 0.640 s 到t = 0.650 s時(shí)刻。因?yàn)楦咚傧鄼C(jī)的拍攝速度和分辨率的限制以及射流界面附近存在大量氣泡，通過實(shí)驗(yàn)對(duì)這些流動(dòng)現(xiàn)象的細(xì)節(jié)及其形成原因進(jìn)行觀察分析是非常困難的。

圖4　實(shí)驗(yàn)條件下水下超聲速氣體射流氣相分?jǐn)?shù)云圖Fig.4　Gas phase fraction cloud chart of experiment’s supersonic air jet in waterA—back-attack; B—bulge; N—necking

圖4給出了與圖3中實(shí)驗(yàn)參數(shù)相同條件下氣相分?jǐn)?shù)的數(shù)值計(jì)算云圖，詳細(xì)描述了射流充分發(fā)展后的振蕩流動(dòng)模式及脹鼓和回?fù)暨^程。圖4中數(shù)值模擬結(jié)果與圖3實(shí)驗(yàn)結(jié)果所顯示的時(shí)刻不同，是因?yàn)閿?shù)值模擬的起始時(shí)刻和實(shí)驗(yàn)的起始時(shí)刻不同。在流動(dòng)發(fā)生振蕩之前，數(shù)值模擬的結(jié)果中能夠更清晰地觀察到在射流核心的某處出現(xiàn)縮頸現(xiàn)象，如在時(shí)間t 為 0.374、0.380、0.388、0.392 s時(shí)刻中字母N對(duì)應(yīng)箭頭所示位置。與實(shí)驗(yàn)相比，數(shù)值模擬結(jié)果中頸縮現(xiàn)象觀察得更加明顯，這也驗(yàn)證了前述關(guān)于實(shí)驗(yàn)中頸縮現(xiàn)象不明顯原因的推測(cè)。因?yàn)闅庖簝上嘟缑嫔洗嬖谇邢蛩俣炔睿瑫r(shí)還有超聲速射流產(chǎn)生的斜激波與之相互作用，由此會(huì)導(dǎo)致多種流動(dòng)界面不穩(wěn)定性發(fā)生，繼而氣液界面就會(huì)發(fā)生變形，射流核心產(chǎn)生局部的頸縮。具體何種界面不穩(wěn)定性起主導(dǎo)作用以及不穩(wěn)定性的發(fā)展過程需要進(jìn)一步地詳細(xì)研究。頸縮會(huì)導(dǎo)致射流氣流阻塞，從而使頸縮部位上游的射流核心區(qū)膨脹增加，稱為脹鼓，如圖4中t = 0.376 s時(shí)刻箭頭所示，用B標(biāo)注。圖中顯示如果頸縮幅值較小，頸縮會(huì)很快消失，導(dǎo)致的脹鼓也很快消失，射流恢復(fù)，如圖4中從t = 0.376 s到0.380 s所示。當(dāng)頸縮幅值較大時(shí)，會(huì)導(dǎo)致尺度較大的脹鼓，進(jìn)而會(huì)發(fā)生回?fù)衄F(xiàn)象，如圖4中從t = 0.382 s到t=0.386 s以及從t = 0.396 s到t =0.410 s示出了兩次回?fù)暨^程。圖中可以看出，每次回?fù)舻姆群蜁r(shí)間是不同的。第1次回?fù)舫掷m(xù)時(shí)間較短，且幅度較小，而第2次回?fù)暨^程持續(xù)時(shí)間較長，且幅度較大。這說明該射流的振蕩模式是不確定的，同時(shí)也揭示了數(shù)值模擬與實(shí)驗(yàn)結(jié)果不完全相同的原因，但在機(jī)理上兩者是相符合的。

圖5　實(shí)驗(yàn)條件下水下超聲速氣體射流Mach數(shù)云圖Fig.5　Mach number cloud chart of experiment’s supersonic air jet in water

圖5給出了與圖4中前8幅圖對(duì)應(yīng)時(shí)刻的流場(chǎng)Mach數(shù)云圖。圖中可以看出，在較穩(wěn)定的射流中（t = 0.376 s），氣流離開噴嘴時(shí)的Mach數(shù)為設(shè)計(jì)Mach數(shù)2.87。然后繼續(xù)膨脹加速，射流核心最大Mach數(shù)約為5，然后氣流速度遞減。此時(shí)液相的Mach數(shù)幾乎為零，說明氣液界面處的相對(duì)切向速度差非常大，再加上激波作用，在界面處極易產(chǎn)生不穩(wěn)定性。射流在界面不穩(wěn)定性作用下出現(xiàn)較大頸縮時(shí)（t = 0.378 s），頸縮上游氣流被阻滯并發(fā)生脹鼓，該處氣流Mach數(shù)降低，同時(shí)脹鼓上游的氣流Mach數(shù)也相應(yīng)降低。當(dāng)頸縮導(dǎo)致的脹鼓幅度較小時(shí)，在超聲速氣流作用下，頸縮很快恢復(fù)（從t = 0.378 s到t = 0.380 s），射流的Mach數(shù)也逐漸增加至穩(wěn)定射流狀態(tài)。若頸縮幅度較大，則發(fā)生回?fù)暨^程（從t = 0.382 s到t = 0.388 s）。此時(shí)，射流區(qū)的氣流Mach數(shù)更低，直到回?fù)暨^程完成，氣流Mach數(shù)恢復(fù)。

圖6　水下超聲速氣體射流氣相分?jǐn)?shù)云圖Fig.6　Gas phase fraction cloud chart of supersonic air jet in waterA—back-attack; B—bulge; N—necking; P—pinch off; R—jet rebuilding

圖6是同一個(gè)噴管的射流入口總壓為3.6 MPa的數(shù)值模擬結(jié)果。射流過程中，核心區(qū)的某處會(huì)出現(xiàn)頸縮，如在時(shí)間t 為 0.110、0.114、0.118 s時(shí)刻所示。然后，因頸縮導(dǎo)致射流氣體阻塞，從而使上游發(fā)生脹鼓。如果頸縮幅值較小，頸縮會(huì)很快消失，導(dǎo)致脹鼓的幅值也減小，射流恢復(fù)，如圖6中從t = 0.110 s到t =0.112 s。當(dāng)頸縮幅值較大時(shí)，會(huì)導(dǎo)致尺度較大的脹鼓，進(jìn)而會(huì)發(fā)生回?fù)衄F(xiàn)象，如從t = 0.118 s到t =0.120 s。圖中還觀察到幅值更大的頸縮會(huì)引起射流中斷（如圖6中t = 0.124 s時(shí)刻）。這導(dǎo)致了氣體射流的重建過程，但這個(gè)重建過程與最初的射流建立過程又是明顯不同的（從0.130 s至0.142 s），射流重建所用的時(shí)間比射流初始建立要少得多。在實(shí)驗(yàn)觀察中，是無法觀測(cè)到射流中斷與重建過程的，在大量氣泡遮掩下，它看起來像一個(gè)大的回?fù)衄F(xiàn)象。

數(shù)值模擬結(jié)果中的脹鼓與回?fù)暨^程與實(shí)驗(yàn)結(jié)果基本一致。但是在計(jì)算結(jié)果中可以清楚地觀察到射流的頸縮、較小的脹鼓以及射流中斷的現(xiàn)象。實(shí)驗(yàn)和數(shù)值模擬結(jié)果表明，回?fù)衄F(xiàn)象的本質(zhì)是界面不穩(wěn)定性產(chǎn)生頸縮甚至射流中斷，進(jìn)而導(dǎo)致頸縮上游射流氣體的堆積膨脹現(xiàn)象，它并不是在實(shí)驗(yàn)中看起來的那樣存在回流并能擊打噴管出口表面。

4　結(jié)　論

通過高速攝影技術(shù)得到了水下超聲速氣體射流實(shí)驗(yàn)的流場(chǎng)演化圖像，并觀測(cè)到射流中存在的脹鼓與回?fù)衄F(xiàn)象。而水下超聲速氣體射流內(nèi)部的詳細(xì)流場(chǎng)參數(shù)及更加清晰的兩相界面運(yùn)動(dòng)則由數(shù)值模擬方法得到。得出結(jié)論如下。

（1）從噴嘴管出口到射流下游的流場(chǎng)包括3個(gè)不同的特征區(qū)域：射流區(qū)、過渡區(qū)和羽流區(qū)。在射流區(qū)域中會(huì)發(fā)生脹鼓和回?fù)衄F(xiàn)象，并且射流為非定常的隨機(jī)振蕩流動(dòng)。

（2）數(shù)值模擬結(jié)果可以給出射流流場(chǎng)的詳細(xì)結(jié)構(gòu)。結(jié)果表明射流氣液界面的不穩(wěn)定性引起的射流局部頸縮是射流振蕩的根本原因。有關(guān)不同種類的不穩(wěn)定性的發(fā)展及頸縮的增長過程尚需要進(jìn)一步深入研究。

（3）頸縮的幅度不同會(huì)導(dǎo)致不同的結(jié)果：可觀測(cè)的小幅度的頸縮導(dǎo)致上游的脹鼓現(xiàn)象；稍大幅度的頸縮導(dǎo)致上游的回?fù)衄F(xiàn)象。

（4）數(shù)值模擬結(jié)果顯示了實(shí)驗(yàn)中沒有發(fā)現(xiàn)的射流中斷及射流重建過程。這一現(xiàn)象是界面失穩(wěn)快速發(fā)展引起大幅度的頸縮造成的。

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Transient characteristics of compressible gas jet in liquid

WANG Chao, SHI Honghui, WANG Jianfeng
(Faculty of Mechanical Engineering and Automation, Zhejiang Sci-Tech University, Hangzhou 310018, Zhejiang, China)

Abstract:A device of submerged supersonic gas jet is configured and a two-dimensional axis-symmetric model of two-phase flow is established via volume of fluid (VOF) method. The flow field of the submerged supersonic gas jet is experimentally visualized using a photographic technique which allows simultaneous analysis of the jet interface to investigate the behavior of gas jets injected into water ambient. The detailed internal structure of the flow field is obtained by numerical technique via finite volume method (FVM). The results show that the flow field from the nozzle exit to the far away field of downstream includes three different characteristic regions: the jet region, the transition region and the plume region. The gravity can be ignored in jet region. And the bulge and back-attack phenomena lead to the heavy oscillation flow pattern. Gas-liquid interface instabilities cause jet necking phenomena which leads expand or pinch-off of the gas jet and subsequent bulge and back-attack phenomena. A small scale of the necking results in the bulge phenomenon at upstream. A slightly larger scale of the necking causes the back-attack phenomenon. A large scale of necking even leads to the jet pinch-off phenomenon and then jet rebuilding.

Key words:gas-liquid flow; numerical simulation; experiment validation; compressible gas jet; flow oscillation

中圖分類號(hào)：O 359+.1

文獻(xiàn)標(biāo)志碼：A

文章編號(hào)：0438—1157（2016）06—2291—09

DOI：10.11949/j.issn.0438-1157.20151874

基金項(xiàng)目：國家自然科學(xué)基金項(xiàng)目（10802077）；浙江理工大學(xué)流體工程技術(shù)創(chuàng)新團(tuán)隊(duì)項(xiàng)目（11132932611309）。

Corresponding author:Prof. SHI Honghui, hhshi@zstu.edu.cn