近距離下射流沖擊平板PIV 實驗研究1)

胡建軍 朱晴 王美達 金瑤蘭 王思民 孔祥東

*(河北省土木工程綠色建造與智能運維重點實驗室,燕山大學,河北秦皇島 066004)

?(上海衡拓液壓控制技術有限公司,上海 201612)

**(燕山大學機械工程學院,河北秦皇島 066004)

引言

近距離射流以其高強度的沖擊效應,廣泛被應用于破巖采礦、切割、清洗、氣流組織、醫療、射流零件開發等領域[1-3].由于射流結構的變化以及射流與周圍流體流動狀態的差異,射流的混合和擴散帶來了許多值得研究的課題[4-6].

近年來,隨著計算硬件的進步和計算方法的發展,研究人員較普遍地采用數值模擬的方法來研究沖擊射流的流動特性[7].王雄等[8]通過運用雷諾應力模型(RANS)對圓形射流模擬發現,時均速度分布結果與實驗值符合較好,但是雷諾應力的模擬結果和實驗有較大的誤差.有學者運用大渦模擬(LES)方法對沖擊射流的渦結構進行了研究,揭示了渦旋強度時間和空間動力學特性[9-10].Wilke 等[11-12]對雷諾數對射流的影響進行了直接數值模擬(DNS),分析了它們的統計特性.王鵬[13]運用DDES 方法對橫流射流進行了模擬,通過與實驗結果對比大渦擬序結構,驗證了DDES 方法應用到射流類復雜流動研究中的可行性.

數值模擬雖然可以得到豐富的流場信息,但一些模擬的結果仍然缺乏直接的實驗支持,得到的結論無法得到有效驗證.因此,采用實驗手段研究沖擊射流的流動特性仍是不可或缺的.

在實驗方面,吳迪等[14]采用壓敏涂料(PSP)技術對被沖擊平面的壓力分布進行了測量.Law 等[15]利用激光誘導熒光分析(LIF) 方法研究了射流和橫流混合過程的時均湍流特性.丁濤等[16]通過LIF實驗發現,射流在發展過程中,射流邊界處的渦會反復出現產生、配對以及合并等復雜現象.LIF 方法空間分辨率高,靈敏度高,但需要一定的光譜基礎.Darisse[17]采用激光多普勒測速(LDV) 技術研究了高雷諾數湍流圓射流的遠場渦系特征.

近年來,粒子圖像測速(PIV)技術在流場測量中得到了廣泛應用.與LIF 和LDV 技術相比,該技術同樣具有非接觸測量的屬性.其優勢是能實現高精度的瞬態全場測量,但根據其測量原理,其局限就是所謂的全場只能是平面全場[18-20].Fairweather 等[21]的PIV 測量表明,沖擊射流外存在一個大的低速循環區域,該區域將壁面射流外圍的物質帶回其初始區域.徐驚雷等[22]應用PIV 技術,展示了射流渦的形成、發展和破裂等瞬態流場.Roux 等[23]通過PIV 測量,對比收縮管和長管射流的剪切層渦環.陳建剛等[24]應用PIV 技術對淹沒射流湍流流場進行了測量,發現了水平渦和垂直渦的形成和消失特性.Mishra 等[25]利用PIV 技術研究了壁面作用下傾斜射流的擾動渦.Greco 等[26]通過PIV 實驗研究了射流在不同沖擊距離下對流場的影響,并分析了渦環的特性.上述結果表明,PIV 技術能夠較好地捕捉瞬時湍流流場信息.

已有研究表明沖擊射流在沖擊間隙內會有渦環產生的現象,但尚未解釋射流在近距離沖擊時,間隙內微小的流動結構與射流結構參數變化的關系.為了探討強壁面約束下高速沖擊射流所產生的渦結構,本文采用TR-PIV 技術對近距離沖擊射流的流場結構進行了實驗測量,獲得了近距離沖擊射流渦系的直觀圖像及其隨工況的演化規律,有助于加深對沖擊射流本質的理解.同時,本文研究還可為射流元件,如射流管伺服閥的性能分析及設計優化提供理論基礎.此外,本文實驗模型的邊界條件簡單,其測量結果還可作為某些數值算法的驗證數據.

1 實驗裝置

實驗模型——圓柱形水池中淹沒射流沖擊平板實驗模型,其原型是基于射流原理開發的在工業和航天領域有著重要應用的射流管式電液伺服閥.實驗模型是通過對該伺服閥前置級適當簡化并通過相似原理放大得到.

1.1 實驗模型的確定

本部分基于相似原理,從射流管電液伺服閥前置級內沖擊射流情形中抽象出本實驗的測量模型.介紹了相似計算過程和實驗條件的確定,并給出了實驗裝置并確定了實驗裝置的參數.

在原型射流管電液伺服閥中,工作介質為15 號航空液壓油,工作壓力高達21 MPa,噴嘴出口速度可達200 m/s,射流間隙大小僅為亞毫米級,噴嘴原型尺寸如圖1 所示.現有的流動顯示技術無法直接測量閥內高壓、高速、小尺度的沖擊射流流場,因此,需要根據雷諾相似理論對原型進行放大.此外,示蹤粒子在油介質中的擴散性能較差,易發生團聚現象,因此工作介質選擇水代替油.本研究主要聚焦射流間隙內的流動特性和渦結構,因此對實際射流閥的前置級其他部分的結構進行了適當簡化.

圖1 原型噴嘴示意圖Fig.1 Prototype nozzle

為了保證實驗模型與原型的流場特性相同,根據相似原理確定了實驗模型的幾何參數和工作參數.由于實驗模型中沒有自由表面,因此不需要考慮表面張力的影響,重力和可壓縮性對流動的影響也可以忽略,因此不考慮韋伯相似度、弗勞德相似度和馬赫相似度.在實驗模型中,黏性力、壓力和慣性力起主導作用.因此,在滿足幾何相似的條件下,實驗模型動力學相似判定準則為雷諾數,可以表示為

其中,工作介質的密度為ρ;l為特征長度,本文指的噴嘴直徑;v是流體速度; μ 是工作介質的動力黏性系數;下標p 和m 分別表示原型和實驗模型.

根據原模型真實的工作條件,基于雷諾相似建立了10 倍放大的簡化模型.圓柱池內徑150 mm,高度60 mm,計算結果如表1 所示.

表1 雷諾相似計算Table 1 Reynolds similarity calculation

實驗所用的射流管使用7020 硬鋁材料加工而成,射流管與噴嘴采用螺紋連接.射流管長度為110 mm,外徑為23 mm.噴嘴內徑為2 mm,經過30°錐角后變為8 mm,噴嘴總長度為50 mm.由于PIV 激光片光在射流管金屬端面會產生強烈的反射,形成背景白噪聲,因此,噴嘴的端面進行了黑化處理.為了降低加工表面粗糙度對測量結果的影響,射流管外表面表面粗糙度等級為Ra 3.2,內表面表面粗糙度等級為Ra 1.6.

根據原型射流管閥前置級幾何特征,實驗模型簡化為圓柱形水池.考慮到PIV 系統對光路的要求,所選取的材料應表面光滑無劃痕,透光性好.因此定制了內徑150 mm、高70 mm、壁厚5 mm 的石英玻璃圓筒.

為同時滿足PIV 系統的測量要求和模型連接時的強度要求,設計并加工了規格為250 mm × 250 mm× 5 mm (長×寬×厚) 的有機玻璃板作為圓柱水池的底板.頂板為7020 硬鋁材料,尺寸為250 mm ×250 mm × 30 mm,并在一側開直徑8 mm 的螺紋孔,用于連接排水管.頂板中心開直徑23 mm 的通孔,用于插入射流棒,沖孔內銑槽,內置密封圈,以防止漏水.底板、頂板均銑出內徑150 mm、深度5 mm 的槽,放置密封圈用于密封.頂板和底板使用螺栓和螺桿夾緊安裝,組裝后的實驗裝置如圖2 所示.

圖2 實驗模型Fig.2 Experimental model

1.2 測量工況及測量平面

由于原型射流管伺服閥的沖擊距離很小,沖擊過程往往發生在射流的起始段.因此,本實驗在射流起始段內改變沖擊距離,探討沖擊距離對間隙內渦系結構的影響.

本文關注的近距離沖擊射流其定義為沖擊距離介于1 倍噴嘴直徑到起始段結束的沖擊射流.其中,射流核心區長度的半經驗公式為

其中a是湍流系數,本實驗中取a=0.066;r0是射流孔的半徑.

經計算,射流核心段長度Sn約為10.2 mm.因此,本實驗設計的沖擊距離分別為2 mm,3 mm,4 mm,5 mm,7 mm 和10 mm.無量綱距離H/d分別為1,1.5,2,2.5,3.5,5.為了探索流量對沖擊射流流場渦結構的影響,測量了5 種流量(0.1 L/min 到0.5 L/min)下的間隙流場,其中,相似計算得到的實驗模型流量應為0.31 L/min.實驗中的流動工況如表2 所示.

表2 流量對應的流速與流態Table 2 Velocities and Reynolds numbers corresponding to flow rates

根據PIV 技術的測量特點,本文通過測量兩個正交平面的流場,以此全面反映射流流場的三維特征.兩個正交測量平面如圖3 所示,定義S1 為對稱面,S2 為水平近壁面.當測量S1 平面時,片光從圓柱水池的底面平面垂直入射,對光路幾乎沒有影響;而攝像機觀測時,則從圓柱弧面的法向,正面觀測圓柱中心的射流間隙及其附近流場,此時圓柱弧面影響下的畸變最小.

圖3 被測平面示意圖Fig.3 Diagram of measurement surface

考慮到PIV 技術的另一個局限是光在壁面的反射/散射會形成一條亮線,繼而掩蓋粒子的反射,不能有效測得近壁面的流場信息.因此,當測量S2 平面時,本實驗激光發生器所產生的片光最窄厚度(光腰處)約為1 mm,通過調節激光頭可以使光腰照亮射流管底面及其附近區域,使這個區域滿足流場測量的需求.最終,測量平面S2 距離底板的距離約為1.5 mm.

1.3 PIV 流場測量系統

圖4 為搭建的近距離沖擊射流流場測量實驗臺.該系統主要由進水管道、出水管道、沖擊射流實驗模型、微型潛水泵(HAONUO-15m)、柱形流量計(LZB-6WB)、Dantec PIV 流場測量系統等組成.

圖4 PIV 流場測量試驗臺Fig.4 PIV flowfield measurement system

循環泵的揚程為15 m,用于輸送實驗工質,為射流提供動力,克服循環系統的阻力.柱形轉子流量計用于測量并控制流量,量程為0.06 L/min 至0.6 L/min.

本文的PIV 是系統是由Dantec 公司提供的高頻2D-PIV 系統,配有圖麗微距鏡頭(Tokina AT-X M100 F2.8 PRO D0),CCD 照相機(DANTEC Speed-Sense Lab310,像素1280×800),信號同步器,Dynamic Studio 5.1 軟件和Nd:YLF 激光系統(Vite-Hi-20 k,單個光路最小能量20 mJ,輸出激光波長為527 nm)組成,最大觸發頻率為2929 Hz.激光片光由Beamtec 生產的固態激光器產生,脈沖光由Q-switch 觸發方式獲得.激光脈沖寬度小于250 ns.脈沖間隔時間可達微秒級,具體數值可根據實驗條件進行調整.激光最窄光腰厚度約為1 mm.Dynamic Studio V2.3 軟件系統用于標定、控制整個數據采集過程和設置采集參數,并對原始粒子圖像進行前后處理.根據廠家標定數據,2D-PIV 系統的測量誤差約為1%.

在本實驗中,每個工況下的有效拍照數約為350 張,每張照片的像素為1280×800,拍照頻率在1500 Hz 至2900 Hz 間,對應的瞬態流動時間為0.1 s至0.2 s.噴嘴出口的速度在0.5 m/s 到2.7 m/s 之間,為了保證良好的跟隨性和擴散均勻性[27],選擇平均直徑5 μm 的聚酰胺作為示蹤粒子(PSP-5).實驗結果后處理時,查詢窗口像素設定為32×32,重疊率25%.每個查詢窗口中有效的示蹤粒子約5～8 個,每個粒子約占4 個像素.連續兩個曝光時間間隔內,示蹤粒子最大位移約為查詢區域的1/3～1/2.

根據二維PIV 測量對模型、相機和激光片光位置關系的要求,綜合調整激光頭、CCD 相機的位置和實驗模型的方向,實現對被測截面的測量.圖5 為測量不同平面時的光路布置.圖5(a)為S1 面被測量時的光路布置,激光從實驗模型底部打入將流域照亮,CCD 相機從側面捕捉流動圖像.測量S2 平面時,只需要將實驗模型旋轉90°,仍然使用相同的光路布置.圖5(b)為S2 面被測量時的光路布置,激光從實驗模型側面打入將流域照亮,CCD 相機從底部捕捉流動圖像.

圖5 不同被測平面的光路布置Fig.5 Optical arrangement for different measuring surface

測量區域確定后,需要對PIV 系統標定,以建立相機圖像與實際物理區域的映射關系.由于本實驗是2D-PIV 測量,所以使用刻度尺進行標定.考慮到圓柱形水池的放大作用,將尺子放在注滿水的待測水池中,以模擬真實的測量條件進行標定.

2 流場分析

2.1 沖擊距離的影響

該部分取噴嘴流量為0.3 L/min,著重分析沖擊距離改變對射流間隙內流動渦系的影響.圖6 為S1,S2 測量平面的PIV 流場測量結果.其中,黑色粗線示意射流棒端面邊界; 白色虛線示意不同渦系的交界線或者流動分離線(separation line,SL).

如圖6(a)所示,當H/d=1 時,即絕對沖擊距離為2 mm 時,由S2 圖中心流線形成的圓形邊界可見,射流還未發生明顯擴散.由于沖擊間隙過小,S1 測量面的有效測量域內不足以捕捉到完整的渦環,但在S2 測量面上可見一次渦環和二次渦環為兩個同心圓環,兩個渦環對轉,即旋向相反.二次渦環的邊界基本與射流棒端面輪廓重合,說明端面的約束作用使兩個渦環都被嚴格約束在射流棒端面之內.一次渦環的平均速度略大于二次渦環,其原因是一次渦環的能量直接來自射流本身,二次渦環的能量來自一次渦環的誘導,渦環的形成與射流棒端壁的約束作用也有重大關聯.射流的誘導作用,加之射流棒端面與下壁面的約束,使流體在射流間隙中形成內旋且速度較大的一次渦環,一次渦環強度較大,繼續誘導外圍流體,不足以卷入一次渦環的流體撞壁后分離,產生了與一次渦環旋轉方向相反的外旋二次渦環.

圖6 0.3 L/min 流量下不同距離速度場Fig.6 Velocity field when the flow rate is 0.3 L/min

隨著沖擊距離的增大(H/d=2),即絕對沖擊距離為4 mm 時,如圖6(b),S1 面中靠近內側的方框線1為一次渦環,靠近外側的紅色框線2 為二次渦環.在此沖擊距離下S1 和S2 面中兩個渦環都非常顯著.與圖6(a)比較可知,沖擊距離增大后,一次渦環尺度也在變大,表現在一次渦外徑幾乎擴展到射流棒端面邊界,而二次渦環的大部分已經被擠出斷面之外.同時,一次渦速度顯著大于二次渦環,相比于較小沖擊距離,這種速度差別更為顯著.形成這一現象的原因在于,隨著沖擊距離進一步增大,渦在射流間隙中有更充分的空間發展,壁面約束作用減弱,因摩擦造成的流體動能的耗散變小,更大量的流體被卷吸,導致了一次渦環的膨脹,而一次渦環消耗了更多來自射流的動能,加之二次渦環幾乎被排擠至射流棒斷面之外,缺乏壁面的約束作用,導致二次渦環的強度大幅減弱.

圖6(c) 為H/d=2.5 時(絕對沖擊距離5 mm)間隙內的速度分布,S1 面中方框線內為一次渦環.由S1 面和S2 面對照觀察可知,沖擊距離繼續增大后,導致一次渦進一步膨脹,其邊界已經擴展至射流棒外端面,即將間隙內的空間全部占據,二次渦環被完全排擠到間隙之外,同時在缺乏端面約束的情形下,導致二次渦環不能形成.隨著沖擊距離繼續增大至H/d=3.5,即絕對沖擊距離為7 mm,如圖6(d)所示.由S1 和S2 面測量結果對照觀察可知,雖然卷吸作用仍然存在,但更大的沖擊距離使一次渦失去了上下壁面的強力約束,導致一次渦環也無法形成.當沖擊射流達到底板表面后,速度滯止為零,會在該處導致一個高壓區.在壓力梯度、壁面黏性和外部腔室流體剪切力的共同作用下,流體的運動方向將會發生改變,形成貼壁流動的特征.

圖7 間隙渦的三維拓撲結構Fig.7 Topology of vortex system in the clearance

圖7 將相同流量下,沖擊距離發生變化時衍生的3 種流動模式進行了刻畫,以反映沖擊距離對近距離下沖擊射流間隙內流動拓撲結構的影響.在小沖擊距離下,間隙內流動主要是射流+對轉雙渦模式(double vortex ring mode,DVR mode),如圖7(a)所示,但一次渦強度顯著強于二次渦的強度;當沖擊距離增大時,間隙內流動轉變為射流+單渦模式(single vortex ring mode,SVR mode),如圖7(b)所示,一次渦的膨脹將二次渦擠出射流間隙,在缺乏壁面有效約束的情況下,二次渦無法生成;當沖擊距離繼續增大時,間隙內流動轉變為射流+卷吸流動模式(complete entrainment mode,CE mode),如圖7(c)所示,一次渦環尺度繼續增大直至超出射流棒端面邊界,最終一次渦破裂,不能閉合,流動模式轉變為間隙上部從外部吸入流體,下部流體向外發散射出.

2.2 雷諾數的影響

本文主要關注近距離沖擊射流流場分布規律,因此本部分以沖擊距離3 mm(H/d=1.5)為例,對不同噴嘴流量對射流間隙內流動渦系的影響進行討論,測量結果如圖8 所示.通過計算其流動雷諾數可知,流量范圍涵蓋了間隙內流體從層流(≤0.2 L/min)到湍流(≥0.3 L/min)的轉變.

如圖8(a) 所示,當流量為0.1 L/min (Re=1056)時,S1 和S2 面均可說明,一次渦環邊界基本與射流棒端面輪廓重合,說明端面的約束作用使一次渦環被約束在射流棒端面之內.當層流沖擊距離逐漸增大時(H/d=1.5),射流所含的能量減小,傳遞給一次渦環的能量不足以誘導二次渦環產生,因此,間隙內流動為單渦環模式.當流量為0.2 L/min (Re=2112)時(圖8(b)),由S1 和S2 面可見,一次渦環直徑接近端面直徑,說明一次渦環全部在射流棒端面以內.二次渦環只有小部分處在間隙內,大部分處于端面之外.隨著流量變大,傳遞給一次渦環的能量增大,因此可以誘導二次渦環產生,間隙內流動為雙渦環模式.流量越大,允許二次渦產生的距離的范圍越大.流量0.1 L/min,H=3 mm 時,二次渦消失;流量0.2 L/min,H=4 mm 時,二次渦消失;流量0.3 L/min,H=5 mm時,二次渦才消失.這是由于射流動能增大,射流可以在更大距離時將能量傳遞至一次渦環及誘導二次渦環.

圖8 沖擊距離3 mm(H/d=1.5)下速度場Fig.8 Velocity field when the impinging distance is 3 mm(H/d=1.5)

隨著流量增大到0.4 L/min (Re=4223) 時(圖8(c)),在S1 和S2 平面中,均可見一次渦環直徑小于射流棒端面邊界.S2 面測量結果表明,雖然湍流中的二次渦環存在,但較高的能量使流體從某個方向噴射流出,因此二次渦環不完整.當流量增大到0.5 L/min (Re=5279) 時(圖8(d)),從S2 平面可見,隨流量的增大一次渦環直徑略增大,但仍小于端面直徑,此時二次渦環存在且更不完整.高速流出區的相鄰位置由于速度方向交錯產生了水平方向的旋渦.其原因為,在較高的沖擊雷諾數下,滯止區內沖擊射流的動量交換增大,高壓區對壁面流動的影響加劇,導致沖擊射流形成的壁面流動紊亂度增大.此時僅依靠渦環間的介質交換不能滿足空間內的質量守恒,因此借助水平方向上的旋渦完成質量交換.高速流出的位置是隨機的.

3 渦量分析

前文的分析表明,射流間隙內的流動模式主要有3 種:雙渦、單渦和完全卷吸3 種模式.為了比較不同渦系結構的能量傳遞和損失,本節對這3 種不同的流動模式進行渦量分析.

根據湍流理論,湍流除了存在強烈的速度脈動之外,還存在渦旋運動,是由大小不同的瞬時渦組成,大渦傳遞能量,小渦則通過剪切、摩擦耗散能量,渦運動劇烈的地方也是能量傳遞和耗散劇烈的地方[28-29].湍流中渦的強弱以渦量表示,渦量定義為瞬時速度矢量場的旋度,其值的大小表征了渦旋轉運動的強度,二維平面上某點的渦量表達式為

圖9 為包含350 個瞬態渦量的平均渦量場圖,展示了流量為0.3 L/min 時,3 種流動模式的渦量分布情況,其中1 與1*為一次渦,2 與2*為二次渦.從射流的渦量時均分布可知,在射流軸線上,渦量的絕對值近似為0,可以說明在射流在中線上是沒有旋度的.對于射流本身來說,自射流軸線至射流兩側邊界,渦量的絕對值先增大后減小,渦量值沿射流軸線近似對稱分布.射流與周圍流體間存在較大的速度梯度,正是這種橫向速度梯度的存在才使得湍流渦旋轉而產生較高的渦量,因此射流與流體之間的剪切、摻混劇烈,能量傳遞與耗散也較劇烈.

圖9(a) 中為雙渦環模式的渦量等值線圖.以軸線右側為例,一次渦渦量最大值約為100 s-1,二次渦渦量最大值約為-20 s-1,渦量值的正負說明一次渦環與二次渦環的旋向相反,即為對轉旋渦,從數值上看,一次渦渦量顯著大于二次渦,再次證明一次渦環的強度大于二次渦環強度.圖9(b)為單渦環模式的渦量等值線圖,射流本身的渦量最大值為1400 s-1,遠大于圖9(a) 中的140 s-1,可見較大的沖擊距離使射流得到發展.此時一次渦環的渦量最大值約為600 s-1,相比于圖雙渦模式中一次渦的渦量值明顯增加,說明當射流具有更高能量時,向一次渦傳遞的能量增加,可以驗證形成一次渦所需的能量是由射流傳遞的.圖9(c)中為卷吸模式的渦量等值線圖.射流本身的渦量最大值為2000 s-1,可見隨著沖擊距離的增大,射流的發展更充分,因此含有更多能量.渦量的最大值約在射流中部,在射流流至下壁面的過程中,渦量逐漸減小最終接近零,說明射流的能量主要集中在起始段.

圖9 S1 面渦量等值線圖Fig.9 Vorticity contour of S1

對相同流量不同沖擊距離時所產生的3 種主要的流動模式的渦量分析表明,在近距離射流中,射流主體的湍流渦運動強度最大,是能量耗散最劇烈的位置.能量由射流主體傳遞至一次渦,再由一次渦傳遞至二次渦,最終在二次渦全部耗散.但隨著沖擊距離的增大,射流邊界與周圍流體剪切、摻混的程度增加,當射流達到下壁面時能量耗散更劇烈,由射流主體傳遞至一次渦的能量減少,不足以生成二次渦.

4 POD 分析

本征正交分解(POD)方法是一種高效的降階方法,可以通過重建低階模態的速度場來確定測量域中的主要流場結構,或通過重建高階模態的速度場來分析微小的流場結構[30].

本節以0.3 L/min 工況為例,對不同沖擊距離下的實驗結果進行POD 分析.對速度場進行POD 分解獲得的模態表征流場中各種尺度的空間結構.計算得出,以上沖擊距離時,前25 階模態分別具有95.16%,91.27%,84.39%,84.36%,88.47%和86.16%的能量,可以表征流場中的主要空間結構.由圖10 可以看出,隨著模態的增加,能量衰減速度非常快,意味著第一模態將與大規模流動結構相關.選取前10階模態進行深入分析,來揭示占主導作用的大尺度結構的空間形態.

圖10 不同距離前25 階模態的能量分數曲線Fig.10 Energy fraction curves of the first 25 modes at different distances

表3 為0.3 L/min 工況下前10 階模態的能量分布,表示各模態對整個射流場脈動能量的貢獻率,第一模態的能量比例高于其他模態.由模態的能量分布可知,同階模態的能量分數和沖擊距離間沒有線性關系.整體來看,能量大多在較高階模態時開始成對出現,即某兩階模態能量分數大小基本相等,例如在4 mm 工況時,5,6 階模態能量分別為3.92%和3.60%.由表3 可知,在相同流量下,隨著沖擊距離的增大,能量在更高階開始配對.

表3 0.3 L/min 不同距離前10 階模態的能量分數Table 3 Energy fraction of the first 10 modes at different distances at 0.3 L/min

以2 mm 工況為例,由表3 可知,1,2 階模態能量占比分別為24.76%和23.17%,6,7 階模態能量占比分別為4.63%和4.46%,可見1,2 階模態和6,7 階模態產生能量配對的現象.

圖11 展示了1,2,6,7 模態的脈動速度分布.如圖11(a)和圖11(b)所示,在1,2 階配對的模態中,速度波動較大的位置沿射流中心對稱分布,與一次渦環出現的位置相同,能量配對說明位置對稱的渦對湍動能的貢獻程度接近一致,說明此時一次渦環具有較好的對稱性.圖11(c)和圖11(d)展示了6,7 階配對的模態的脈動速度分布.圖11(c)出現了三個較明顯的速度波動較大位置,分別標記為0,1,2,其中0位置對應射流主體,位置1 應為一次渦,位置2 為二次渦.圖11(d)與圖11(c)類似,位置1*應為一次渦,位置2*應為二次渦,能量配對說明此時二次渦環也具有較好的對稱性.在該工況下,一次渦能量脈動在1 階模態時出現,能量占比為24.76%,二次渦能量脈動在6 階模態時出現,能量占比為4.63%,說明在整個流場中,一次渦是占主導作用的大尺度結構,二次渦是次要的結構,能量占比也說明一次渦環的強度顯著大于二次渦環的強度.

圖11 0.3 L/min-2 mm(雙渦模式)的POD 模態Fig.11 POD modes of 0.3 L/min-2 mm(DVR mode)

以10 mm 工況為例,前3 階模態,其能量比例分別為29.99%,17.24%和7.72%,可見能量在前3 階快速衰減.對射流的脈動速度分布進行說明,見圖12.

圖12 0.3 L/min-10 mm(卷吸模式)POD 特征模態Fig.12 POD mode of 0.3 L/min-10 mm(CE mode)

圖12(a)中,射流的脈動速度峰值出現在射流的中上段,圖12(b) 中射流的速度波動上下分離,峰值出現在射流的下段,圖12(c)中射流的速度波動在垂直方向逐漸分布均勻,峰值不再集中.說明射流的能量主要集中在上游,能量隨紊動擴散急劇衰減,因此只有在較小的距離下,射流才有足夠的能量向一次渦傳遞,揭示了大距離沖擊下不能產生渦環的原因之一.

5 結論

本文運用PIV 手段對圓柱形水池中射流近距離沖擊平板的流場進行了直接測量,考察了沖擊距離和流量對間隙內渦系結構演化規律的影響.通過流場、渦量及 POD 分析,探究了射流間隙內的3 種流動模式及其能量分布,得到的主要結論如下:

(1)沖擊距離和流量均會影響近距離射流沖擊平板時的流場結構.在近距離沖擊射流中,射流間隙內主要會形成3 種流動形式,分別為雙渦環模式、單渦環模式和卷吸模式.

(2) 隨著沖擊距離的增加,一、二次渦環的尺度增加,同時逐漸遠離射流中心,實驗結果表明失去端面約束是導致一次渦環和二次渦環依次消失的主要原因.

(3) 當Re=1056,H/d=1 時為雙渦模式,H/d=1.5 時為單渦模式,H/d≥2 時為卷吸模式;當Re=2112,H/d≤1.5 時為雙渦模式,H/d=2 時為單渦模式,H/d≥2.5 時為卷吸模式;當Re=3167,H/d≤2 時為雙渦模式,H/d=2.5 時為單渦模式,H/d≥3.5 時為卷吸模式;當Re=4223 和Re=5279,H/d=1.5 和H/d=2 時為雙渦模式,H/d=1 或H/d≥2.5 時為卷吸模式.其中,在H/d＜3 的湍流工況中,射流會沖破渦環,以隨機的方向高速出流.

(4)渦量分析結果表明,一次渦和二次渦旋轉方向相反,且一次渦強度顯著大于二次渦強度.能量由射流主體向一次渦環、二次渦環依次傳遞,最終在二次渦全部耗散.

(5)POD 模態產生能量配對的現象,說明渦環具有對稱性,雙渦模式前10 階模態表明,一次渦是占主導作用的大尺度結構.卷吸模式前3 階模態表明,射流的能量主要集中在上游,能量隨紊動擴散急劇衰減.