超高壓水射流噴頭水動力特性研究*

陳正壽，黃璐云，杜炳鑫，陳源捷，倪路新，姜 華

（1. 浙江海洋大學船舶與海運學院，浙江 舟山 316022；2. 太平洋海洋工程（舟山）有限公司，浙江 舟山 316057）

除銹是修船行業中非常重要的工藝流程。目前，中國絕大多數修船企業采用人工噴丸打砂作業方式，對表面涂層已劣化和海洋生物附著嚴重的船舶表面進行大面積除銹和清污處理。該方式作業效率低、除銹效果差，且存在對大氣環境污染嚴重等一系列問題，工作過程中會有大量粉塵彌漫于空氣中，對現場工人及周邊居民的身體造成嚴重危害。

超高壓水射流是目前極具代表性的綠色環保除銹技術，其基本原理是利用高速射流擊打物體，在固體和液體的接觸面上形成一個極大的壓應力區，同時在距射流沖擊點一定距離產生打擊壓強、剪切應力、水楔等聯合作用，導致材料產生裂紋，脆性擴散直致結構破壞。超高壓水射流除銹具有能耗低、污染小、效率高、成本低、操作簡單等特點。

現如今，超高壓水射流除銹已成為發達國家的主流除銹技術，如美國的Stoneage、Flow 等公司，開展了超高壓水射流除銹成套設備的研發，已有成熟的產品相繼投入市場。中國相關科研院所、高校和廠家也開展了超高壓水射流清洗器成套設備的研發工作。但這些研發工作大多集中于作為噴頭載體的機器人的設計和控制，如合肥通用研究院的除銹爬壁機器人、大連海事大學的除銹爬壁機器人成套設備。目前，中國國內很多成套設備所采用關于噴頭的設計參數，一般是參考國外同類產品的相關參數并結合現場經驗確定。通過定量化分析從而選擇射流核心參數的基礎性研究相對較少，對一些噴嘴的具體工作參數，如靶距、入射角度的選擇會相對保守，難以保證射流效率。當前，在優化射流性能、提高清洗效率的同時，選擇合適的噴嘴、噴頭的外部工作參數來降低使用成本已成為當務之急。

超高壓、高速旋轉工況下，在射流與環境介質間會存在劇烈的能量交換，形成一個復雜的多相湍流場。眾多學者就水射流技術已開展了相關的模擬和實驗研究：張子威等分析了在不同的射流壓力、沖擊角和靶距下射流的流動特性；施春燕等利用計算流體動力學（computational fluid dynamics, CFD）軟件對不同沖擊角的拋光射流進行數值模擬和實驗研究，發現沖擊角對材料去除分布的影響是由射流速度和壁面壓力共同作用引起的；王麗萍等搭建了超高壓水射流實驗臺，研究了靶距和入射角度對射流打擊力的影響；羅銀川等對不同噴嘴結構下射流的斜射沖擊過程進行了數值模擬，得到了靶面上的射流速度和壓力分布曲線。

目前，有關單束定沖角的外部參數，如靶距、入射角度等核心參數的定量化研究較少，關于多束旋轉射流的水動力性能更需深入探討。Ge 等對在不同噴頭轉速、射流壓力和射流沖擊角條件下水射流旋轉破巖進行了實驗研究。Peng 等分析了靶距和轉速對塑膠清洗效果的影響。

本文中，基于CFD 技術，根據超高壓水射流除銹噴頭的工作特點，同時考慮水的壓縮性和空化效應，建立單束定沖角、多束旋轉噴頭的三維模型，重點對單束射流的最佳入射角度、最佳靶距與射流等速核長度的關系（水動力性能）進行探究，同時對高速旋轉多束射流的水動力性能進行分析，以期對超高壓水射流噴頭的裝配參數給出建議。

1 計算模型分析

1.1 射流基本結構

水射流基本結構如圖1 所示，在射流的噴射方向上，水射流可以被分為3 個不同的區段：初始段、基本段和消散段。

圖1 直錐型噴嘴以及水射流結構示意圖Fig. 1 Schematic diagram of the straight cone nozzle structure and water jet structure

初始段包括核心段和部分過渡段。初始段區域內部沒有速度梯度，由于水射流表面與空氣間存在摩擦阻力，射流表面會出現波紋，且波動幅度與噴射距離成正比。當波動幅度達到一定程度時，會滲入少量空氣而導致射流邊界層發生破裂。當射流噴出一定距離后，初始段完全消失。

射流的基本段在初始段和消散段之間，在此區域中，射流與環境介質相互交混，形成湍流混合區。由于受到環境介質的動力、黏性力等外力作用，射流邊界層破碎形成小水滴。射流基本段較長，射流軸心速度和動壓都在此區域逐漸衰減。

射流消散段在基本段外，在該段中，射流與環境介質完全混合，射流能量基本損失殆盡。射流卷吸環境介質的能力較低，基本失去凝聚力，此段主要用于降塵和除塵。射流基本段與消散段的邊界不明顯，邊界的劃分相對模糊。當雷諾數＞2×10時，初始段長度（也稱射流等速核長度）與工件質量和噴嘴流道形狀（長徑比、收斂角）密切相關。

1.2 控制方程

1.2.1 連續方程

1.3 幾何模型及驗證

1.3.1 幾何模型及網格劃分

在超高壓水射流成套設備中，噴頭由噴嘴、噴頭體等多個零部件組成，具有旋轉、進給、多束等功能。噴嘴是噴頭裝置的基本元件，也是決定成套設備除銹效率的核心因素。直錐型噴嘴是目前常用的一種結構形式，其參數主要包括入口直徑、出口直徑、長徑比/以及收斂角α，其結構如圖1 所示。

直錐型噴嘴是一種高效的直噴式噴嘴，產生的射流速度分布均勻，其中心軸線速度的聚集性和穩定性都明顯優于其他類型噴嘴的，已被廣泛應用于射流領域。因此，本文中的單束定沖角和多束旋轉噴頭都選用直錐型噴嘴。

基于直錐型噴嘴，本文中開展超高壓水射流除銹噴頭水動力性能數值模擬研究，相關工作基于CFD 軟件STAR CCM+完成，數值模擬的物理模型采用可實現的-ε 湍流模型，速度場和壓力場的解耦采用SIMPLE 算法。在射流域中，為了更好地反映特定區域的變化規律，將中心軸線、靶面、噴嘴等關鍵部分設置為網格加密區，如圖2 所示。

圖2 單束定沖角噴頭三維模型和網格拓撲結構剖面圖Fig. 2 The three-dimensional model and cross-section mesh topology for the single-beam nozzle with a fixed angle of attack

1.3.2 網格敏感性與模型可靠性驗證

另外，采用與本文網格拓撲結構和網格密度相當的計算模型，已實施過對應噴嘴入口直徑為19 mm、入口段長度為32 mm、出口直徑為4 mm、收斂角為60°、長徑比為2.5 算例的相關模擬的驗證工作。基于固定射流壓力（8 MPa）改變靶距和固定靶距（841 mm）改變射流壓力2 種方案，以射流垂直沖擊靶面時的壁面打擊力為對比參量，本文中得到的數值模擬結果與文獻[10]中的數值模擬結果吻合較好，如表2～3 所示，從而驗證了本文中模型相關參數設置的合理性。

表1 網格敏感性驗證Table 1 Mesh sensitivity validation

表2 固定射流壓強為8 MPa，在不同靶距下的壁面打擊力Table 2 Wall strike forces under different standoff distances when the jet pressure is fixed to 8 MPa

表3 固定靶距為841 mm，在不同射流壓強下的壁面打擊力Table 3 Wall strike forces under different water jet pressures when the standoff distance is fixed to 841 mm

1.3.3 單束定沖角噴頭數值模型

參考實際工況，單束定沖角噴頭模型的關鍵參數包括入口直徑=8 mm、出口直徑=1 mm、長徑比/=2.5、收斂角α=30°。噴嘴的邊界條件設置如圖3 所示，設置為求解域的壓力入口，、為壁面，為壓力出口（1 個標準大氣壓，忽略重力），為對稱平面。單束定沖角噴頭模型和網格拓撲結構剖面圖如圖2 所示。目前，用于船壁除銹的超高壓柱塞泵所提供的實用水壓范圍為200～280 MPa。數值模擬中，選定工程常用的下限200 MPa 作為入口壓力。

圖3 單束定沖角噴頭射流計算域示意圖Fig. 3 The computational domain of the impinging jet from the single-beam nozzle with a fixed angle of attack

1.3.4 多束旋轉噴頭數值模型

在關于多束旋轉噴頭的轉速對射流水動力沖擊性能影響的研究中，參考圖4(a)所示的十字形噴頭布局，模擬中采用了的噴頭布局模式如圖4(b)所示，這種分布式四噴嘴布局結構的最外側位置射流受高速旋轉影響最顯著。分別在4 個分支上等旋轉半徑=185 mm 處設置噴嘴，噴嘴口徑均為0.35 mm，實現對靶面固定點的掃掠沖擊，進而研究轉速對射流水動力學沖擊性能的影響。圖4(c)為多束旋轉噴頭的三維網格拓撲結構圖。多束旋轉噴頭在超高壓水射流高速旋轉時，高轉速會導致一定的能量損耗，對實際水壓的要求通常高于單束定沖角噴頭，在此將其工作壓力設置為250 MPa，對應的除銹軌跡寬度約為0.35 m。

圖4 多束旋轉噴頭實物、模擬模型及對應的三維網格拓撲結構Fig. 4 The photo and simulation model of the rotating multi-beam nozzle as well as its corresponding three-dimension mesh topology

噴嘴的入口設置為壓力入口，出口設置為壓力出口，其他部分設置為壁面。數值模擬中將流體域分為旋轉域和固定域，噴頭位于旋轉域內，噴頭隨旋轉域等速旋轉，沖擊壁面位于固定域內，在旋轉域和固定域設置交界面進行連接。為準確計算壁面打擊壓強并充分獲得射流形態，在此對數值模型中噴嘴、射流和壁面區域附近的網格進行細化處理，保證每個數值模型交界面兩側的網格數量級一致，網格數約為4 000 萬。

2 計算結果分析

2.1 流場分析

射流致密性是評估射流動力特性的一個公認準則，常用射流等速核長度進行表征。圖5 為單噴嘴射流模型中剖面上的各物理場云圖。

圖5 單噴嘴射流模型計算域各物理量云圖Fig. 5 Contours of different physical quantities in the computational domain of the single-beam nozzle with a fixed angle of attack

噴嘴中空化現象的發生與其幾何結構密切相關。本文中選用基于Rayleigh-Plessert（氣泡增長型）公式推導出的Schnerr-Sauer 空化模型，它可用于對多組成材料的氣泡增長率和塌陷率進行比率縮放，是一種較理想的空化模型。Schnerr-Sauer 空化模型將超高壓水射流作為混合流動介質（含大量水蒸氣），通過氣液凈質量傳輸率方程：

根據伯努利方程，流體中某截面的流速較高時，該截面的壓力相對較低。圖5(a)為噴嘴收縮段空化效應局部放大云圖，噴嘴收縮斷面巨大的壓力差會導致大量空泡的產生，產生的空泡隨著超高壓水的流動逐漸向噴嘴出口發展。空化現象是一種復雜的湍流兩相流動，其數值建模涉及到流動控制方程組、湍流模型、空化模型等多個方面。從圖5(a)可以看出，產生空化的位置就是射流流場速度急劇提高的位置，這是由于射流中的空氣泡消失，產生“內爆”，造成空化射流的流速比普通射流的流速高。

由于直錐型噴嘴內部流道的集束性，當射流離開噴嘴后，射流內部的速度較高且可以保持一定射流距離，出現射流等速核。從圖5(b)可以看出，在一定射流距離內，射流的內核速度明顯較高，噴嘴出口速度達到618 m/s。

任何流體都是可以被壓縮的，但不同流體的可壓縮程度不同。液體的可壓縮性通常很小，隨著壓力和溫度的變化，液體的密度僅有微小的差異。液體的密度和壓力存在如下關系：

圖5(d)為射流湍動能云圖，從圖5(d)可以看出，噴嘴中湍流動能大的區域位于射流邊界層、靶面附近。當射流離開噴嘴后，在射流邊界附近會出現較大的速度差，從而產生垂直于射流方向的作用力，所以射流邊界和壁面沖擊區域附近的湍動能相對較高。

圖5(e)為射流溫度云圖，從圖5(e)可以看出，超高壓射流在沖擊靶面過程中，沖擊射流溫度可達74.6 ℃。同時，在沖擊射流附近存在著劇烈的能量交換。

2.2 入射角度對射流效果的影響

入射角度θ 對射流流場的影響是多方面的，中心軸線兩側壁面上的射流速度、水墊層厚度、剪切應力和壓強分布都受入射角度的影響。噴嘴內部參數不變（長徑比為2.5，收斂角為30°），在射流壓力為200 MPa、靶距為20時，對不同入射角度的模型開展數值計算。

當射流以一定傾角入射并與靶面碰撞時，沖擊流將在壁面碰撞點發生分流，造成二次射流并在軸線兩側形成2 條彎曲的流線。在此，定義流線彎曲程度大的一側（即射流中心軸線與壁面夾角小于90°的一側）為上游，流線彎曲程度小的一側為下游，射流入射角度為射流軸線與壁面夾角的余角。斜沖擊射流流場速度、壁面剪切應力云圖如圖6 所示，當入射角度為0°時，壁面所受到的剪切應力曲線整體呈中心對稱分布。另外可看出，當入射角度為15°、25°時，由于上游方向的射流流線彎曲程度較大，導致沖擊能損失加劇，所以速度分布呈現出下游偏大的趨勢。壁面所受到的剪切應力最大值出現在上流。一般來說，壁面受到的剪切應力與近壁面流體流速呈正相關，但由于壁面下游區域的射流厚度相對上游較大，下游的水墊效應導致上游的剪切應力峰值優于下游。但當入射角度增大至40°及以上時，由于入射角度過大，壁面剪切應力分布表現較差，說明此時在靶面上射流沖擊能量流失較嚴重，因此在關于最佳沖擊角篩選的過程中，不再將40°及以上入射角度的算例納入考慮范疇。

圖6 斜沖擊射流流場速度、壁面剪切應力云圖Fig. 6 Contours of the oblique impinging jet velocity and wall shear stress

當入射角度為0°～30°時，壁面所受剪切應力、打擊壓強分布情況見圖7～8，剪切應力的分布曲線皆呈M 狀，中間剪切應力較小，兩側呈先增大后減小的趨勢。在靶面上，其剪切應力分布曲線在射流中心處存在明顯的低應力區，而該區域恰好對應圖7 中最大打擊壓強區域；剪切應力的環形峰值區域則恰好位于射流中心兩側。

從圖7～8 可以看出，在靶面上，不同入射角度下，剪切應力和打擊壓強的整體變化趨勢基本一致。當高速射流沖擊靶面時，改變射流速度方向，其水動力性能也隨之變化。當入射角度為0°～20°時，壁面打擊壓強峰值穩定在200 MPa 附近；當入射角度大于20°時，打擊壓強峰值衰減較快；當入射角度為30°時，打擊壓強峰值相比200 MPa 衰減約10%。隨著入射角度的增大，打擊壓強峰值點向上游偏移，當入射角度為30°時偏移射流中軸線約0.5，如圖7 所示。水射流擊打到壁面的瞬間形成反射現象，較大沖擊角的變化顯著地影響壁面打擊壓強，打擊壓強迅速衰減。

圖7 不同沖擊角度下，壁面打擊壓強分布Fig. 7 Wall pressure distributions at different jet angles

從圖8 可以看出：當入射角度為0°～15°時，壁面受到的剪切應力峰值呈逐漸增大的趨勢；當入射角度為15°～17°時，壁面剪切力峰值波動較小，基本維持在1.2 MPa 附近；而當入射角度為17°～30°時，內壁面剪切應力峰值逐漸降低，當入射角度為30°時，壁面剪切應力峰值相比1.2 MPa 衰減16.7%，但其峰值依舊高于當入射角度為0°對應的峰值。可見，改變射流入射角度對改善射流效果作用顯著。

圖8 不同沖擊角度下，壁面剪切應力分布Fig. 8 Wall shear stress distributions at different jet angles

入射角度的變化致使壁面射流存在上、下游區域分流現象和不同程度的水墊效應；射流的分流則又會帶來壁面剪切應力的不對稱變化。隨著入射角度的增大，下游區域的水墊層厚度有逐漸增大的趨勢，水墊層厚度越大，對超高壓水射流沖擊能量的消減作用越強。當水墊厚度達到一定閾值時，下游區域的能量消耗明顯大于上游區域的能量消耗，因此會出現上游區域的剪切力峰值均大于下游區域的剪切力峰值的現象。

在上游方向，當入射角度為0°～30°時，隨著入射角度的增大，壁面受到剪切應力最小值點逐漸向上游方向偏移，壁面剪切應力峰值點均出現在上游區域，該變化趨勢與壁面所受打擊壓力峰值點的變化趨勢一致。當入射角度為30°時，打擊壓強峰值點偏移量約為0.5。在下游方向，當入射角度為0°～30°時，壁面剪切應力峰值隨著入射角度變大逐漸降低。當入射角度為30°時，壁面剪切應力峰值相比最大壁面剪切應力峰值衰減約13.7%，但剪切應力作用范圍逐漸增大。這是因為選擇適當的入射角，在一定程度上會減小射流的能量消耗，同時有效增大壁面剪切應力最大值；但是，過大的入射角又會造成超高壓水射流的壁面附著作用降低，使得傾斜射流沖擊能無法有效轉化為壁面打擊力。

2.3 靶距對射流效果的影響

為了消除噴嘴直徑對流場比例的影響，把噴嘴直徑和靶距進行無因次化處理，得到新的參量/。由于射流速度核取決于噴嘴內部參數，選取對噴嘴水動力性能影響最大的收斂角為研究對象（噴嘴的出口直徑=1 mm、長徑比/=2.5）對射流等速核長度與最佳靶距的關系，以及靶距對射流效果的影響進行探究。在同一前提條件下，將不同內部參數的噴頭模型，開展不同靶距下的數值模擬。

圖9～14 為不同收斂角噴嘴、不同靶距下，壁面受到剪切應力、打擊壓強分布。圖15 為不同收斂角噴嘴軸心速度分布情況。由圖9～14 可以看出，在不同工況下靶面所受打擊壓力皆呈正態分布趨勢，靶面中心位置的打擊壓強最大，隨著靶面徑向距離的增大，靶面受到的打擊壓強逐漸減小。如圖9 所示，當收斂角為30°、靶距為20～50時，壁面打擊壓強峰值基本保持在200 MPa 附近，當靶距大于50后，壁面打擊壓強迅速衰減。

圖9 收斂角30°時不同靶距下的壁面打擊壓強分布Fig. 9 Wall pressure distributions at different standoff distances with a convergence angle of 30°

圖10 收斂角30°時不同靶距下的壁面剪切應力分布Fig. 10 Wall shear stress distributions at different standoff distances with a convergence angle of 30°

圖11 收斂角40°時不同靶距下的壁面打擊壓強分布Fig. 11 Wall pressure distributions at different standoff distances with a convergence angle of 40°

圖12 收斂角40°時不同靶距下的壁面剪切應力分布Fig. 12 Wall shear stress distributions at different standoff distances with a convergence angle of 40°

圖13 收斂角120°時不同靶距下的壁面打擊壓強分布Fig. 13 Wall pressure distributions at different standoff distances with a convergence angle of 120°

圖14 收斂角120°時不同靶距下的壁面剪切應力分布Fig. 14 Wall shear stress distributions at different standoff distances with a convergence angle of 120°

圖15 不同收斂角下，射流軸心速度分布Fig. 15 Jet axial velocity distributions at different convergence angles

由圖10 可以看出，隨著靶距增大，在40時壁面所受剪切應力峰值達到最優水平，隨著靶距繼續增大，在靶距為40～60范圍內，壁面所受剪切應力峰值穩定在1.4 MPa 附近，相比最大值1.87 MPa 衰減約4.5%；隨著靶距進一步增大，在60～100靶距范圍內，壁面所受剪切應力峰值驟減，在靶距為100時，壁面所受到的剪切應力相比剪切應力最大值衰減約15.3%。經改變射流靶距發現，逐步增大靶距，其對應的射流壁面剪切應力呈現先增大后減小的趨勢。

通過進一步觀察圖15，從收斂角為30°的噴嘴射流軸心速度的變化趨勢可以看出：在0～50靶距范圍內，射流軸心速度基本保持在618 m/s；當靶距大于50，射流軸心速度開始迅速下降。可見，射流軸心速度隨靶距的變化趨勢，與壁面所受打擊壓強隨靶距的變化趨勢相似。在射流速度核消散處，壁面所受剪切應力達到最佳水平。如圖11～14 所示，收斂角為40°、120°時，在不同靶距下，壁面打擊壓強、剪切應力的變化情況和射流軸心速度的分布規律，與收斂角為30°的噴嘴時變化趨勢基本一致。

2.4 轉速與多束流對射流效果的影響

旋轉有助于提高噴頭的實際工作效率。旋轉噴頭以其清垢效率高、效果好等優勢, 現已成為水射流各應用領域的主角，離心式自旋轉射流噴頭是其中廣泛應用的一種。由于旋轉作用，水射流循環噴射在垢層, 在交變應力下, 垢層逐漸斷裂脫落從而完成清層任務。

噴射區域每一點的噴射頻率可由下式進行計算：

式中：為同一半徑的噴嘴個數，為旋轉速度。

自驅型旋轉水射流噴頭的轉速，會隨著射流速度的增大而不斷加快，最終穩定為平衡高轉速。若旋轉速度過快，則射流霧化嚴重，更多的沖擊能為噴頭提供旋轉動能，對垢物的沖擊時間急劇縮短。以十字形對稱布局旋轉噴頭為例，當設定轉速為600 r/min 時，由公式(8)可計算出旋轉噴頭在噴射區域每一點的噴射頻率為40 Hz。這樣，既避免了定沖角工況下由于連續噴射造成的“水墊效應”，也使得其在單位時間內，對更大范圍的污垢進行多次沖刷，從而提高效率。然而多束流的轉速并非越快越好，當旋轉速度過快時，不僅導致水射流能量的大量損耗，還會出現靶面材料尚未破壞裂化而射流就滑離打擊點的現象，導致靶面除銹不徹底，多束旋轉噴頭清洗效率降低的現象，所以旋轉噴頭的轉速須優選。

在此，以旋轉噴頭中最外圍噴嘴為研究對象，定義噴嘴線速度正方向為打擊點上游，反方向為下游，觀察射流路經點的壁面打擊壓強、剪切應力分布情況。圖16 為不同轉速下射流流場速度和壁面剪切應力云圖，壁面剪切應力云圖中圖片的下方一側為上游。從圖16(b)可以看出，轉速對壁面剪切應力峰值和分布的影響較大，噴頭在旋轉工況下，壁面剪切應力的峰值出現在下游方向。在不同的轉速下，靶面剪切應力的形狀有明顯的區別。轉速為0 r/min 時（相當于單束定沖角噴頭的狀態），靶面剪切應力呈圓形，且剪切應力大小呈階梯狀向外均勻變化；在其他轉速下，靶面剪切應力形狀均沿旋轉方向進行擴展，同時剪切應力大小呈不均勻變化。從圖16(a)可以看出，射流流場靜止時，中心軸線的速度明顯低于旋轉時的速度，說明適當提高轉速對噴頭射流整體速度分布特征有提升效應。因為噴頭旋轉速度遠高于射流中線軸線的噴射速度，在不同旋轉速度下，噴頭旋轉對射流流場分布的影響幾乎不變，速度的數值穩定在728 m/s。圖17 為多束旋轉噴頭的射流效果圖，由圖中可以看出，當噴頭的旋轉速度為0 r/min時，多束旋轉射流垂直沖擊作用在靶面上。

圖16 不同轉速下，射流流場速度和壁面剪切應力云圖Fig. 16 Contours of impinging jet velocity and wall shear stress at different rotating speeds

圖17 多束旋轉噴頭的射流效果圖（0 r/min）Fig. 17 Jet effect diagram of a multi-beam rotating nozzle (0 r/min)

圖18～19 為不同轉速下壁面所受剪切應力、打擊壓強沿旋轉路徑切線的分布圖，其中徑向距離為負值一側為上游。當噴頭旋轉速度在0～1 800 r/min 范圍內，隨著轉速提高，壁面所受到的剪切應力峰值增大。噴頭旋轉速度在1 800～2 100 r/min 范圍內時，壁面剪切應力峰值穩定在2.45 MPa 附近，當轉速大于2 100 r/min 時，剪切應力峰值逐漸減小。

圖18 不同轉速下壁面打擊壓力分布Fig. 18 Wall pressure distributions at different rotating speeds

圖19 不同轉速下壁面剪切應力分布Fig. 19 Wall shear stress at different rotating speeds

噴頭旋轉速度在0～1 200 r/min 范圍內，轉速的提高，使壁面所受到的打擊壓強峰值逐漸增大，最大峰值在272 MPa 附近，隨著轉速繼續增大，打擊壓力峰值減小。當多束旋轉噴頭的轉速在1 200～2 100 r/min范圍內時，壁面打擊壓強峰值穩定在261 MPa 附近，相比最大峰值衰減約4%。當噴頭轉速大于2 100 r/min時，壁面打擊壓強衰減速度變快；當轉速為3 600 r/min 時壁面打擊壓強峰值在177 MPa 附近，相比最大峰值衰減約34.9%，此時壁面打擊壓強峰值點向下游方向偏移。由此可以推斷，噴頭轉速變化會對射流入射角度產生影響，過大的轉速造成射流的沖擊能劇烈衰減。

由于在旋轉運行過程中射流在上游區域發生劇烈的卷吸作用，在噴頭旋轉速度超過1 200 r/min 后，上游區域的壁面剪切應力分布呈不規律變化趨勢。在噴頭轉速超過2 400 r/min 后，超高壓水射流霧化嚴重，甚至喪失沖擊力，此時剪切應力最大值迅速變低，在噴頭轉速過快的工況下，超高壓水射流的能量無法得到有效利用。原因是當轉速過大時，支撐噴頭旋轉須消耗大量沖擊能，另外高速旋轉射流停留在靶面的時間縮短，致使除銹效率大大降低。

壁面所受打擊壓強隨噴頭轉速的增大，呈現出先增大后減小的趨勢，如圖18 所示。旋轉噴頭可以避免定沖角工況中由于連續噴射所造成的 “水墊效應”，一定轉速范圍內壁面打擊壓強略微增大。隨著轉速的持續增大，部分射流能量開始損失；考慮到入射角度在一定程度上對流場的影響，壁面打擊壓強迅速減小。綜上，在壓力為250 MPa 的工況下，該旋轉噴頭的最佳轉速在1 800～2 100 r/min 之間，對應的線速度為34.9～40.7 m/s。

3 結 論

利用CFD 技術對單束定沖角、多束旋轉兩種噴頭模型開展數值計算，闡明了單束定沖角噴頭的外部特征參數（如靶距和入射角度），以及對多束旋轉噴頭的轉速對射流水動力特性的影響。通過對比了不同工況下的壁面剪切應力、打擊壓強，闡述了各模型特征參數對射流流場的影響，得到如下結論。

（1）在增大入射角度后，壁面受到的最大剪切應力呈先增后減的趨勢。適當的入射角度在一定程度上可以減小射流流域的能量消耗，有效增加壁面剪切應力最大值。

（2）壁面剪切應力隨靶距的增加而先增后減，其最大值所對應的靶距，與其射流等速核長度一致。在射流等速核消散處，靶面中心受的打擊壓力開始衰減，此時壁面所受到的剪切應力達到最大值。

（3）噴頭高速旋轉工況下，轉速對射流參數的影響較大，剪切應力的最大值出現在噴頭旋轉方向的相反側，隨著旋轉速度逐漸增大，壁面剪切應力、打擊壓力最大值先增后減。

噴頭的高速旋轉可以避免在定攻角工況下出現的水墊效應，進而在一定轉速范圍內，壁面所受打擊壓強略微增大。隨著轉速的持續增大，部分射流能量開始損失，同時入射角度會發生變化，從而進一步影響壁面所受到的剪切應力以及打擊壓強的分布。