авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 10 |

«А.Ю. АНДРЮШКИН ФОРМИРОВАНИЕ ДИСПЕРСНЫХ СИСТЕМ СВЕРХЗВУКОВЫМ ГАЗОДИНАМИЧЕСКИМ РАСПЫЛЕНИЕМ Министерство образования и науки Российской Федерации ...»

-- [ Страница 4 ] --

б – изменение относительного давления на диафрагме рдф/рн от давления перед соплом ро/рн (Fтр/Fкр=19,5;

Fдф/Fкр=5,7;

lтр/dа=7;

а=5;

=1,4) При повышенном давлении газа в трубе с диафрагмой реализуется безотрывный режим истечения расчетной или незначительно недорасши ренной струи из сопла (рис. 3.33, а). При этом размеры струи в сечении диафрагмы таковы, что часть пограничного слоя струи срезается кромка ми диафрагмы и наполняет объем трубы, что приводит к дальнейшему повышению давления в донной области трубы, уменьшению степени не расчетности струи (рис. 3.33, б) и, как следствие, к отрыву струи от стен ки сопла. При этом область отрыва располагается в непосредственной близости от выходного сечения сопла. Так как степень нерасчетности струи п р =р а /р д при этом уменьшается, в соответствии с данными о зави симости тангенса угла наклона границы пограничного слоя к оси струи tgгр от степени нерасчетности струи пр, полученном в работе В.В.Филатова [259] увеличивается угол раствора пограничного слоя струи. К кромке диафрагмы подходит более наполненная часть профиля скоростного напора, что приводит к возрастанию донного давления, уменьшению степени нерасчетности струи. Система косых скачков пере мещается вверх по соплу. Реализуется течение с симметричным отрывом по всему контуру поперечного сечения сопла. При этом к кромке диа фрагмы подходит еще более наполненная часть профиля скоростного напора, давление газа в трубе повышается. Система косых скачков уплотнения перемещается ближе к критическому сечению сопла.

Повышение давления газа в трубе приводит к уменьшению диаметра сверхзвукового ядра переходного участка струи и диаметра пограничного слоя струи. Диаметр струи становится меньше, чем диаметр отверстия диафрагмы (рис. 3.33, в), начинается процесс опорожнения объема трубы, давление в трубе падает, возрастает степень нерасчетности струи и уменьшается угол раствора пограничного слоя струи. Процесс идет в об ратном направлении (рис. 3.33, г).

lтр lсб а) гр ра ро dтр То dдф рд б) в) г) Рис. 3.33. Схема колебаний волновой структуры в трубе с диафрагмой Повышение давления газа перед соплом приводит к росту амплиту ды и частоты колебаний давления газа в объеме и волновой структуры струи, распространяющейся в трубе. Если диафрагма расположена до начала второй «бочки» струи, то колебательный процесс не возникает.

При повышении давления перед соплом пропорционально изменяется давление газа в объеме трубы, волновая структура автомодельна по ро.

При удалении среза сопла от плоскости диафрагмы на расстояние, пре вышающее длину первой бочки, когда струя взаимодействует с диафраг мой на переходном участке, возникают колебания. Начиная с lтр/dа10, уменьшается амплитуда колебаний давления в трубе, поскольку увеличи ваются поперечные размеры струи в районе диафрагмы: струя взаимо действует с отверстием в диафрагме на переходном участке, а затем на основном. Поэтому из анализа зависимости частоты колебаний давления на диафрагме от удаления среза сопла от диафрагмы следует, что частота колебаний сначала увеличивается до максимума, а затем плавно умень шается.

Таким образом, наличие устойчивых и неустойчивых режимов взаи модействия струи с диафрагмой объясняется особенностями волновой структуры струи, а механизм автоколебательного процесса распростра нения струи в трубе с диафрагмой на неустойчивых режимах — особен ностью пограничного слоя струй, зависимостью волновой структуры, поперечных и продольных размеров «бочек» струи от степени нерасчет ности струи.

3.12.4. Истечение сверхзвуковой струи в канал с расходящимися стенками При разработке технологических аппаратов часто используют кана лы с разрывом образующей. Остановимся лишь на некоторых схемах каналов с расширяющимся сечением, широко применяемых на практике (рис. 3.34).

Исследование зависимости донного давления рд за уступом в кана лах с расходящимися стенками, выполненное по схемам, изображенным на рис. 3.34, а, б, от давления газа перед соплом ро для каналов с различ ным углом полураствора расходящейся части тр=7°, 3° и 0 показало, что в рассматриваемом диапазоне (Ма=1…3 ;

а=0…15°, lтр/dа=10…15) изме нения геометрических и газодинамических параметров при увеличении давления ро колебательные режимы не реализовались, присоединение струи к расширяющейся стенке сопла происходило скачком. При умень шении давления газа перед соплом ро возникали интенсивные колебания донного давления рд и волновой структуры струи в канале и за его сре зом. Отлипание струи от стенки канала происходило при значениях дав ления газа перед соплом ро меньших, чем давление присоединения.

tкан а) б) в) тр тр тр dкан dкр dкр bкан lкон г) д) dкр dкр Рис. 3.34. Каналы с расширяющимся сечением: а – со ступенькой между цилин дрической и конусной частью;

б – со ступенькой в конусной части;

в – с кольце вой канавкой в цилиндрической части;

г – с кольцевой канавкой между цилин дрической и конусной частями;

д – с профилированной кольцевой канавкой в конусной части;

bкан – ширина кольцевой канавки;

dкан – диаметр кольцевой ка навки Колебания наблюдались и в коротких, и в длинных каналах. Увели чение угла раствора расширяющейся части трубы тр приводит к росту значений давления ро присоединения и отсоединения струи от стенки канала. Объясняется это тем, что с ростом тр увеличивается диаметр окружности, по которой струя присоединяется к стенке канала. Природа колебательного процесса в каналах с разрывом образующей конической части аналогична описанной выше для цилиндрических каналов.

Результаты исследования распространения сверхзвуковых струй в каналах с кольцевыми канавками (см. рис. 3.34, в, г, д) показали, что место расположения канавки в ускоряющемся потоке, а также форма и длина канавки существенно влияют, как на границу начала генерации колебаний, так и на размах колебаний давления в канавке. Графики зави симости относительного размаха колебаний давления в кольцевой канав ке ркан max/рн от относительного давления газа перед соплом ро/рн имеют нелинейный характер, с минимумами и максимумами (рис. 3.35). Макси мальный размах колебаний давлений в канавке для ряда сочетаний гео метрических параметров каналов превышал 0,1·ро.

Варьируя формой, размерами и местом расположения кольцевой ка навки в канале можно получить либо низкочастотные колебания, либо высокочастотные, промодулированные низкочастотными колебаниями.

Высокочастотные колебания, неглубоко проникая в струю, возбуж дают пульсации в пограничном слое струи, при этом увеличивается угол раскрытия пограничного слоя струи.

а) б) р кан max/р н 0, 0, 0, 0, 3 64 р о/р н 6 10 Рис. 3.35. Распространение сверхзвуковых струй в каналах с кольцевыми канав ками: а – схемы каналов;

б – зависимость максимальных значений относительно го режима колебания давления в кольцевой канавке от относительного давления перед соплом Низкочастотные колебания глубже проникая в струю, влияют на сверхзвуковое ядро, наблюдается стабилизация струи – уменьшение ам плитуды колебаний струи, приводящее к увеличению ее дальнобойности.

Высокочастотные колебания, промодулированные низкочастотными, приводят к уменьшению амплитуды колебаний струи, и к увеличению угла раскрытия ее пограничного слоя, в окружающем струю простран стве генерируются звуковые колебания высокой интенсивности.

Анализ имеющихся исследований показывает, что необходимо про ведение дополнительных экспериментальных работ для уточнения физи ческой картины распространения сверхзвуковых струй в каналах с расхо дящимися стенками и кольцевыми канавками.

3.13. Управление газовыми струями в каналах технологических устройств Анализ процессов, сопровождающих распространение сверхзвуко вых струй в каналах различной формы, особенностей волновой структу ры потоков в каналах, выявленной связи характеристик акустического поля с режимами взаимодействия струй друг с другом и со стенками ка налов позволяет сделать вывод о возможности управления геометриче скими, газодинамическими и акустическими параметрами струй в трак тах технологических устройств.

Можно выделить следующие виды воздействия на струю газа в канале:

геометрическое – воздействие заключается в изменении пара метров газового потока за счет изменения геометрии канала;

расходное – вдув газа в канал или отсос газа из пограничного слоя на стенках канала, варьирование расходом газа;

акустическое – возбуждение струй газа акустическим полем в тракте и на срезе канала;

тепловое – подвод или отвод тепла от газового потока;

комбинированное – сочетание нескольких видов воздействий.

Режим течения струи в канале может быть устойчивым или колеба тельным.

Выбирая вид воздействия на струю газа и режим течения можно управлять следующими параметрами струи в канале и за его срезом.

1. Геометрические параметры: диаметр и длина струи.

2. Газодинамические параметры: распределение газодинамических параметров струи;

распределение газодинамических параметров на пре граде;

волновая структура.

3. Акустические параметры: параметры акустического поля, гене рация колебаний, уровень шума.

Осуществляя дискретное или непрерывное геометрическое, расходное, акустическое, тепловое воздействие или их комбинацию в различных соче таниях на газовый поток в канале, можно изменить режим течения, волно вую структуру струй, управлять распределением газодинамических пара метров в струях [65, 84-88, 100-102, 113, 114, 130, 150, 196, 224, 227, 264].

Управление струей, основанное на использовании геометрического воздействия, можно проиллюстрировать на примере воздействия на рас ширяющуюся струю стенками каналов с внезапным увеличением площа ди поперечного сечения (рис. 3.36).

Для получения при заданном полном давлении газа перед соплом ро и наружном давлении среды рн режима высокочастотных изгибно крутильных колебаний струи в канале автомодельной длины (lтр1,8·Ma·dтр) следует воздействовать на струю стенками трубы с диа метром, определенным по эмпирической формуле (при 1Ма4) [239]:

0, pо (3.74).

pн d кр d тр 0,08Ма 0, а) б) а dмд dтр dвс lвс lмд г) в) dтр lтр д) Рис. 3.36. Схемы каналов: а – конический;

б – цилиндрический короткий;

в – цилиндрический длинный;

г – цилиндрический двухступенчатый;

д – составной коническо-цилиндрический Управлять амплитудой и частотой колебаний струи при данном ре жиме можно вдувом газа в донную область, а также акустическим полем генератора колебаний, размещенного перед соплом или установленного на стенке канала. Акустическое воздействие на поток перед соплом при водит к увеличению уровня широкополосного шума от струи, а также к подъему уровня пульсаций давления в струе на частоте, соответствую щей частоте возмущения.

Режим низкочастотных автоколебаний волновой структуры струи в канале автомодельной длины возникает, если на струю воздействовать стенками трубы с диаметром, определенным по формуле [239]:

0,5 0, pо pо 2 (3.75) pн pн.

d кр d тр d кр 0,08Ма 0, 0,0417Ма 0,325Ма 1, Изменением диаметра канала в диапазоне, удовлетворяющем фор муле (3.75), можно осуществлять дискретное управление частотой само возбуждающихся колебаний волновой структуры струи, а изменением длины канала, формы и величины объема донной области – дискретное и непрерывное управление частотой колебаний. При уменьшении длины канала частота и амплитуда колебаний увеличиваются, а при lтр1,3·Ma·dтр происходит смена режима распространения струи в канале – первая бочка струи отсоединяется от стенок канала.

Вдувом газа в донную область при режиме интенсивных колебаний волновой структуры струи можно изменить не только частоту колебаний, но и характер течения струи. При определенной интенсивности вдува струя перестает присоединяться первой бочкой к стенке тракта, но наблюдается периодическое увеличение и уменьшение диаметра струи.

Реализация устойчивого режима течения с образованием центрального скачка уплотнения, занимающего все поперечное сечение струи в тракте, возможно, если на струю воздействовать стенками трубы автомодельной длины с диаметром, определенным по формуле [239]:

0, pо (3.76) pн d кр.

d тр 0,0417Ма 0,325Ма 1, При данном режиме и сверхкритическом перепаде давления на сопле со среза трубы истекает стабильная дозвуковая струя с большим углом раскрытия пограничного слоя, интегральный уровень шума в окружаю щем пространстве снижается на 20…25дБ, изменяется спектральный со став звуковых колебаний, уменьшается интенсивность высокочастотных колебаний. Данный режим можно получить при истечении струи газа из трубы, диаметр которой определяется по формуле (3.76). Вдув газа в донную область или в канал за центральным скачком уплотнения приво дит к изменению режима течения с устойчивого на автоколебательный.

Прекращения вдува приводит к стабилизации течения.

Воздействием на струю стенками трубы автомодельной длины с диаметром, определяемым по выражению (3.77), при стационарном дав лении перед соплом ро можно получить устойчивый режим течения с образованием периферийной кольцевой сверхзвуковой струи и дозвуко вого осевого потока.

0, pо 2, pн d кр d тр 0,0446Ма 0,348Ма 1, (3.77) 0, pо pн d кр 0,0417Ма 0,325Ма 1, 0, pо 2, pн d тр d кр 0,048Ма 0,374Ма 1, (3.78) 0, pо 2, pн d кр 0,0446Ма 0,348Ма 1, Режим низкочастотных колебаний струи на срезе трубы автомодель ной длины реализуется, если струю расширить в трубе с диаметром, определяемым по выражению (3.78).

0, pо 2, pн d кр. (3.79) d тр 0,048Ма 0,374Ма 1, При воздействии на струю стенками трубы с диаметром, определяе мым по выражению (3.79) реализуется устойчивый режим течения с об разованием в канале системы косых скачков уплотнения. На данном ре жиме истекающая со среза трубы струя имеет меньший максимальный диаметр и большую длину бочек, чем струя, истекающая из сопла при том же полном давлении. Максимальный диаметр первой бочки струи в опытах уменьшался в два раза, а ее длина увеличивалась в 1,5 раза. Од новременно уменьшались диаметр диска Маха в струе dмд (рис. 3.36) и максимальный диаметр висячего скачка dвс, увеличивались расстояния от среза сопла до диска Маха lмд до сечения струи с максимальным диамет ром висячего скачка lвс.

При использовании канала, рассчитанного на организацию какого либо одного режима, варьированием давления газа перед соплом можно получить весь спектр перечисленных выше режимов и легко управлять переходом с одного режима истечения на другой. Аналогичным образом осуществляется управление составными сверхзвуковыми струями.

Большие возможности управления параметрами струи представляет способ, основанный на воздействии на струю, расширяющуюся в канале с расходящимися стенками, акустическим полем самовозбуждающихся колебаний давления газа в кольцевых канавках, выполненных в стенках канала. С помощью высокочастотных колебаний можно увеличить угол раскрытия пограничного слоя. Низкочастотные колебания стабилизиру ют сверхзвуковое ядро струи, увеличивают ее дальнобойность. Органи зация высокочастотных колебаний, модулированных низкочастотными колебаниями, позволяет одновременно увеличивать дальнобойность сверхзвукового ядра и угол раскрытия пограничного слоя струи. При по следовательном возбуждении колебаний перед соплом и в кольцевых канавках, выполненных с определенным шагом в стенках канала, на струю накладываются колебания сложного спектрального состава необ ходимые для интенсификации различных технологических процессов, воздействия на пылеосаждение.

При воздействии на пограничный слой струи, распространяющейся в цилиндрическом канале, кромками отверстия в диафрагме, установлен ной в трубе, возбуждаются интенсивные автоколебания волновой струк туры струи, истекающей из отверстия в диафрагме. Варьирование ампли тудно-частотных характеристик колебаний в каналах возможно дискрет ным изменением длины и объема трубы, диаметра отверстия в диафраг ме, дискретным или непрерывным вдувом газа в трубу и изменением давления газа ро перед соплом. Для последовательного возбуждения в струе колебаний различной частоты следует «срезать» пограничный слой несколькими диафрагмами. В предсопловом объеме дополнительно воз буждаются пульсации давления с помощью грибка, пирамиды или тупи кового канала. Изменением геометрии грибка или тупикового канала можно эффективно управлять амплитудно-частотными характеристиками колебательного процесса. Для получения интенсивных колебаний можно использовать параллельное расположение щелевых сопел, коаксиальное расположение кольцевых или серповидных сопел.

Таким образом, управляя течением газа по каналу, можно формиро вать струи с необходимыми, оптимальными для распылительных процес сов параметрами.

3.13.1. Модульные генераторы пульсирующих струй Для управления струйными течениями газа, возбуждения или стаби лизации струй могут быть использованы универсальные газодинамиче ские модули (рис. 3.37), установка которых в газовых трактах или выпол нение самих трактов в виде модулей позволяет получать струи с опти мальными параметрами. Универсальность модулей заключается в том, что модульные генераторы могут быть использованы в различных рас пылительных устройствах, а также в том, что при незначительных изме нениях многие модульные генераторы могут быть использованы как для создания пульсаций газового потока, так и для его стабилизации [69, 84-88, 100, 113, 114, 135, 150].

Генераторы в виде канала с внезапным увеличением площади попе речного сечения (рис. 3.37, а), цилиндрического и кольцевого каналов с диафрагмами (рис. 3.37, б, е), цилиндрического (рис. 3.37, д) и цилиндри ческо-конического каналов с блоком сопел (рис. 3.37, г) и тупикового канала (рис. 3.37, и) предназначены для возбуждения колебаний волно вой структуры струй при фиксированной геометрии канала и постоянном полном давлении газа на определенной одной частоте. Генератор в виде канала с кольцевой канавкой в расходящихся стенках (рис. 3.37, в) позво ляет возбуждать колебания на одной или нескольких частотах. С помо щью генераторов с последовательным расположением диафрагм в канале (рис. 3.37, ж) и канала с внезапным увеличением площади поперечного сечения (рис. 3.37, а, д) или набора параллельных диафрагмированных каналов (рис. 3.37, з) можно получать колебания широкого спектрального состава. Газодинамические модули (рис. 3.37, а, д) при изменении рас хода газа за границы области существования колебательных режимов выполняют роль устройств, стабилизирующих струи. При определенных геометрических параметрах кольцевой канавки газодинамический мо дуль (рис. 3.37, б, в) стабилизирует сверхзвуковое ядро струи и увеличи вает угол раскрытия пограничного слоя струи.

а) б) в) г) д) е) ж) з) и) Рис. 3.37. Модульные генераторы пульсирующих струй: а – канал с внезапным увеличением площади поперечного сечения;

б – канал с диафрагмой;

в – канал с кольцевой канавкой;

г – цилиндрическо-конический канал с блоком сопел;

д – цилиндрический канал с блоком сопел;

е – кольцевой канал с диафрагмой;

ж – последовательное расположение канала с диафрагмой и канала с внезапным увеличением площади поперечного сечения;

з – последовательно-параллельное расположение диафрагм в канале;

и – тупиковый канал с соплом 3.14. Каналы подачи жидкости в узле распыления Основным элементом подсистемы подготовки и подачи компонентов смеси в ГОС является канал подачи жидкости в узле распыления. Канал подачи жидкости в узле распыления может иметь различную форму: ци линдрическую, коническую, коноидальную, комбинированную. Рассмот рим влияние формы канала на расход жидкости [42, 66, 80, 83, 92, 120, 141, 166, 175, 178, 189, 203-205, 275].

Канал в тонкой стенке. Если толщина стенки мала по сравнению с диаметром канала подачи жидкости, то его гидравлические характери стики хорошо изучены. Для определения скорости жидкости Uж(м/с) и расхода Qж(м3/с) при истечении через канал в тонкой стенке под посто янным напором используют формулы [66, 203-205]:

2 pж pн 0, (3.80) U ж c, ж 2 p ж pн 0, (3.81) Q ж c F кж, ж Fc, (3.82) с c c c F кж где Fс – площадь сечения струи жидкости в канале, м2.

Данные о коэффициентах скорости с, сжатия струи с и расхода с по лучены экспериментально и зависят от критерия Рейнольдса Reс (рис. 3.38).

ссс с с 0, 0, 0, 0, с 0, 0, 0, 104 504 105 505 Rec 10 50 100 500 1000 Рис. 3.38. Зависимость коэффициентов,, при истечении из отверстия в тонкой стенке от критерия Рейнольдса Reс Для определения коэффициента расхода с используют приближен ные формулы [66, 203-205]:

0, Re c при Reс25 с 25,2 Re, (3.83) c Re c при 25Reс300 с, (3.84) 1,5 1,4 Re c 0,27, при 300Reс10000 с 0,592 (3.85) 0, Re c 5,5.

при Reс10000 с 0,592 (3.86) 0, Re c Коэффициент расхода с канала зависит не только от критерия Рей нольдса, но и от формы и относительной длины канала (lкж/dкж).

Цилиндрические каналы. Наиболее технологичными и простыми являются цилиндрические каналы (рис. 3.39). Повысить коэффициент расхода с можно, выполнив на входной кромке канала фаску под углом кж или скругление (рис. 3.39, б, в). Результаты исследований истечения из цилиндрических каналов приведены на рис. 3.40. Здесь для сравнения приведена кривая А, показывающая зависимость коэффициента расхода при истечении из канала в тонкой стенке.

С увеличением относительной длины канала (lкж/dкж) коэффициент расхода уменьшается, так как возрастают потери на трение. При малых значениях критерия Рейнольдса коэффициент расхода для цилиндриче ского канала меньше, чем для канала в тонкой стенке, тогда как при больших значениях критерия Рейнольдса – больше. Для расчета коэффи циента расхода при критерии Рейнольдса 100Reс1,5105 и 2(lкж/dкж) можно использовать следующую формулу [66, 203-205]:

58l кж.

c 1,23 (3.87) Re c d кж а) б) в) ) ) ) Ж Ж Ж dкж dкж dкж кж lкж lкж lкж Рис. 3.39. Цилиндрические каналы: а – канал с острой входной кромкой с =0,625;

б – канал с входной фаской с =0,87 при кж=20, с =0,755 при кж=60;

в – канал со скругленной входной кромкой с =0,85;

Ж – жидкость с lкж/dкж=1 lкж/dкж= 0, 0, 0, A 0, 0, 0, 0, lкж/dкж= 0, 0, Rec 104 10 50 100 500 1000 Рис. 3.40. Зависимость коэффициента расхода с, цилиндрического канала от числа Рейнольдса Reс Конические каналы. На величину коэффициента расхода с влияет конусность канала (рис. 3.41, а). На рис. 3.41, б приведена эксперимен тальная зависимость коэффициента расхода с от угла конусности канала кж (относительное удлинение канала lкж/dкж=2,5) при большом значении числа Рейнольдса. С увеличением угла конусности канала кж коэффици ент расхода с сначала увеличивается, но затем, достигнув максимально го значения при кж=13…14, начинает снижаться, что связано со сжати ем струи на выходе из канала. Чем больше кж, тем ближе конусный ка нал по своим характеристикам к каналу в тонкой стенке.

с б) 1, а) Ж 0, dкж кж 0, lкж 40 кж, град 0 10 20 Рис. 3.41. Конический канал: а – с=0,85 при кж=12;

Ж – жидкость;

б – зависи мость коэффициента расхода с от угла конусности канала кж Щелевые каналы. Величина коэффициента расхода с зависит от относительной длины щели (bщ/ащ) (рис. 3.42, б). Максимальный коэф фициент расхода с достигается при bщ/ащ=2,2.

с б) а) 0, ащ 0, 0, bщ 0, bщ/ащ 1,7 1,9 2,1 2,3 2, Рис. 3.42. Щелевой канал: а – схема щели;

б – зависимость коэффициента расхода с от относительной длины щели (bщ/aщ) Таким образом, от конфигурации канала подачи жидкости в факел распыления зависит эффективность работы всей ГОС.

3.15. Основные уравнения гидродинамики для движения жидкости в газовой среде Движение жидкой струи в среде газа описывается уравнением движе ния и неразрывности каждой фазы и условиями на границе раздела фаз. В векторной форме эти уравнения записываются в следующем виде [83, 239]:

уравнения движения (газа или жидкости):

U (3.88) P grad p 2 U grad div U ;

t U, grad U уравнение неразрывности:

(3.89) div U 0, t где Р – объемные силы, действующие на единицу массы, Н (объемной силой является вес Р=gm);

– плотность среды, кг/м3;

– вязкость среды Пас;

р – давление, Па;

U – скорость, м/с;

t – время, с.

В случае несжимаемой среды плотность постоянна, уравнения (3.88) и (3.89) упрощаются и принимают вид:

U (3.90) g grad p 2 U ;

t U, grad U divU 0. (3.91) Для решения системы уравнений, написанных раздельно для каждой из сред, необходимо знать начальные и граничные условия, устанавли вающие связь между скоростями и давлениями в плоскости истечения струи, а также условия взаимодействия фаз на границе раздела. Кроме того, нужно иметь представление о форме поверхности раздела в плоско сти истечения струи.

3.16. Условия взаимодействия на поверхности раздела сред «жидкость-газ»

Поверхностный слой по своим свойствам в значительной степени от личается от остального объема жидкости вследствие того, что молекулы этого слоя находятся под воздействием силовых полей молекул различных сред. В результате на молекулы поверхностного слоя действует сила, направленная перпендикулярно к поверхности внутрь жидкости – молеку лярное давление. Толщина поверхностного слоя весьма мала и составляет величину порядка молекулярных размеров. Вследствие действия молеку лярного давления поверхностный слой жидкости аналогичен растянутой пленке, стремящейся сжаться. Этому сжатию препятствуют силы, касатель ные к поверхности жидкости, называемые силами поверхностного натяже ния.

Увеличение поверхности раздела фаз на величину dSгр связано с за тратой работы сил поверхностного натяжения и приводит к увеличению внутренней энергии поверхностной пленки жидкости dEвн=·dSгр.

Энергия Е представляет собой ту часть внутренней энергии, которая может быть превращена в работу при изотермическом сжатии, и называ ется свободной энергией;

– коэффициент поверхностного натяжения, численно равный изменению свободной энергии Евн пленки при увеличе нии поверхности раздела фаз на единицу [83]:

d E вн. (3.92) dS гр В состоянии равновесия величина свободной энергии должна быть минимальной, поэтому жидкая струя или капля стремится при равнове сии принять форму с наименьшей поверхностью.

Наличие сил поверхностного натяжения приводит в случае криволи нейной поверхности раздела к тому, что давления в жидкости и газе не равны. Эта разность давлений р (Па) определяется формулой Лапласа [83]:

1 p гж p гг p, (3.93) R1 R где ргж, ргг – давление в жидкости и в газе на границе раздела «жидкость газ», Па;

R1, R2 – главные радиусы кривизны поверхности раздела фаз «жидкость-газ», м.

В общем, для границы раздела фаз «жидкость–газ» могут быть запи саны следующие условия.

1. Тангенциальная составляющая скорости на поверхности раздела фаз должна оставаться непрерывной по условию отсутствия скольжения фаз относительно друг друга [83]:

Uж = Uг. (3.94) 2. При отсутствии фазового превращения нормальные составляющие скорости равны нулю [83]:

Unж = Unг = 0. (3.95) 3. Касательные напряжения равны друг другу [83]:

ж = г. (3.96) 4. Нормальные напряжения равны друг другу [83]:

ргг + р = ргж. (3.97) Выберем прямоугольную систему координат так, чтобы ось у была направлена по нормали к поверхности раздела фаз. Тогда граничные условия преобразуются к виду [83]:

(Uxz)ж = (Uxz)г, (3.98) (Uy)ж = (Uy)г = 0, (3.99) U xж U yж U xг U yг, xy ж y x г y x (3.100) U yж U zж U yг U zг yz ж z y г z y, (3.101) U yж U yг 1. (3.102) pгж 2 ж pгг 2 г y y R1 R 3.17. Система критериев подобия Интегрирование составленной системы уравнений (3.98)-(3.102) пред ставляет значительные трудности и возможно только в отдельных частных случаях. Поэтому при решении ряда практических задач приходится при бегать к опытам. В связи с этим весьма важным является выяснение усло вий обобщения результатов единичных опытов методом подобия.

Подобными называются явления, в которых поля безразмерных од ноименных величин идентичны. Для приведения уравнений к безразмер ному виду выбирают масштабы всех параметров, характеризующих яв ление, и, введя эти масштабы в уравнения, делят все члены на коэффици ент при одном из них. При этом получаются безразмерные комплексы – критерии, которые одинаковыми для всего класса подобных явлений [66, 83, 131, 132, 151, 174].

Для описания процессов диспергирования жидкости в потоке газа, а так же процессов тепло- и массообмена, используют следующие критерии.

1. Критерий Струхаля St характеризует соотношение сил инерции ста ционарного движения к силам инерции нестационарного движения [132]:

U t (3.103) St, d где U – характерная для процесса скорость, м/с;

t – характерное для про цесса время, с;

d – характерный для объекта размер, м.

2. Критерий гомохронности Но характеризует одинаковость проте кания процессов во времени [132]:

1 d (3.104) Ho.

St U t 3. Критерий Рейнольдса Re характеризует соотношение сил инер ции и сил трения (вязкости) [132]:

U d (3.105) Re, где – характерная для фазы плотность кг/м3;

– характерная для фазы вязкость, Пас.

4. Критерий Маха М характеризует соотношение сил инерции к си лам давления [132]:

U (3.106) М.

U зв 5. Критерий Вебера We характеризует соотношение сил инерции и сил поверхностного натяжения [132]:

U 2 d (3.107) We.

6. Критерий Лапласа Lp характеризует соотношение сил поверх ностного натяжения и сил трения (вязкости) [132]:

d Re. (3.108) Lp We 7. Критерий Бонда Bo или характеризует соотношение внешних сил и сил поверхностного натяжения [132]:

a d 2 (3.109) Bo, где а – ускорение объекта, м/с2.

8. Критерий Шервуда Sh характеризует соотношение конвективно го переноса к диффузии при массообмене [132]:

м d (3.110) Sh, Dд где м – коэффициент массоотдачи, м/с;

Dд – коэффициент диффузии, м2/с.

9. Критерий Шмидта Sc характеризует соотношение интенсивно стей диффузии импульса (то есть вязкость) и диффузии вещества, то есть характеризует относительную роль молекулярных процессов переноса количества движения и переноса массы примеси диффузией [132]:

(3.111) Sc, Dд Dд где – кинематическая вязкость фазы, м2/с.

10. Критерий Пекле Ре характеризует соотношение между теплом, переносимым конвекцией и передаваемым теплопроводностью [132]:

U d cp U d (3.112) Pe.

т aт где сp – удельная теплоемкость фазы, Дж/(кг·К);

т – коэффициент теп лопроводности фазы, Вт/(м·К);

ат – коэффициент температуропроводно сти фазы, м2/с.

11. Критерий Прандтля Pr характеризует соотношение относитель ной инерционности поля скорости к полю температур при переносе тепла в движущейся среде [132]:

c p Pe (3.113) Pr.

Re т aт 12. Критерий Фурье Fo характеризует соотношение между скоростью изменения тепловых условий в окружающей среде и скоростью перестройки поля температуры внутри рассматриваемой системы (тела), зависящее от размеров тела и коэффициента его температуропроводности [132]:

a t т t. (3.114) Fo т cp d d 13. Критерий Нуссельта Nu характеризует интенсивность конвек тивного теплообмена между поверхностью тела и потоком газа (жидко сти) [132]:

d, (3.115) Nu т т где т – коэффициент теплоотдачи, Вт/(м3·К).

Приведенные выше критерии применяют для описания процессов, происходящих в ГОС. При описании процесса диспергирования жидко сти используют критерии (3.103)-(3.109), а для процессов тепло- и массо переноса (3.110)-(3.115). Система определяющих критериев зависит от постановки задачи и от выбора соответствующих граничных и начальных условий и поэтому может изменяться [189, 198, 199, 203-205, 249-251].

При распылении низковязкой жидкости ее вязкостью пренебрегают и для расчетов употребляют критерий Вебера We (3.107), учитывающий поверхностное натяжение. При дроблении одиночного объекта (струи, пленки, капли) используют критерий Бонда Bo (3.109), в который входит его ускорение. Для определения времени характерных процессов, напри мер, распада струй и капель, применяют критерии Струхаля St (3.103) и гомохронности Но (3.104). При более детальном учете факторов (вяз кость, турбулентность потока), определяющих процесс распыления, до полнительно учитывают критерии Рейнольдса Re (3.105), Маха M (3.106), Лапласа Lp (3.108). Таким образом, для описания процесса распыления вязкой жидкости необходимо рассчитать группу критериев: Вебера We (3.107), Рейнольдса Re (3.105), Лапласа Lp (3.108), что с практической точки зрения крайне неудобно. Полученные в результате расчета значе ния критериев не позволяют однозначно охарактеризовать процесс рас пыления, определить вид распада струи или капли. Для повышения точ ности расчетов при проектировании ГОС и однозначной трактовки полу ченных результатов желательно иметь один критерий, учитывающий ос новные параметры.

Для описания процессов происходящих при распылении вязкой жидкости автором предложен обобщающий критерий An, учитывающий основные величины и заменяющий группу критериев: Вебера We (3.107), Рейнольдса Re (3.105), Лапласа Lp (3.108):

г U г U ж 3 (3.116).

An d ж ж Если объект (капля) разгоняется потоком газа, то их относительная скорость (Uг-Uж). Если объект тормозится, то (Uг+Uж).

Для случая дробления одиночного объекта, при известном его уско рении и характерном времени процесса, например, времени распада, вме сто критериев Струхаля (3.103), гомохронности Но (3.104) и Бонда Bo (3.109), автором предложен обобщающий критерий An1:

г а t.

3 (3.117) An1 d ж ж В предложенные критерии An и An1 не входит такой параметр как вязкость газа г, которая не оказывает существенного воздействия на выходные параметры ГОС, что обосновано в ряде работ [66, 189-191, 203-205].

3.18. Структура факела распыления Жидкость из подсистемы подготовки и подачи компонентов смеси ГОС подают в поток газа. Газовые струи, воздействуя на поток жидкости, отрывают от него первичные образования: струи, пряди, жгуты. Затем происходит дальнейшее дробление этих образований до капель, при этом имеют место сложные процессы тепло- и массопереноса между каплями и газом. В результате взаимодействия потоков жидкости и газа образует ся факел распыления. Далее рассмотрим закономерности и основные эта пы диспергирования жидкости в потоке газа.

Факел распыления по длине можно разбить на четыре участка (рис. 3.43): I – участок возмущения поверхности струи жидкости;

II – уча сток каплеобразования;

III – участок формирования двухфазной струи;

IV – участок стабилизации двухфазной струи [66, 83, 92, 93, 171, 203-205].

IV I II III Донная область Г Ж x Г 3 1 Рис. 3.43. Структура факела распыления: 1 – канал подачи газа;

2 – канал подачи жидкости;

3 – сверхзвуковое сопло;

4 – сверхзвуковая струя газа;

5 – струя жид кости;

I – участок возмущения поверхности струи жидкости;

II – участок капле образования;

III – участок формирования двухфазной струи;

IV – участок стаби лизации двухфазной струи. Г – газ;

Ж – жидкость Участок I. Струя жидкости, находящаяся под воздействием газово го потока, начинает возмущаться от действия сил поверхностного натя жения, сил создаваемых трением, от флуктуации давления на поверхно сти струи. Наличие cложной системы волн на поверхности раздела фаз и составляет характерную особенность участка I. Развитие этих волн и про тяженность участка зависят от относительной скорости, расходов и свойств газа и жидкости.

При очень низких расходах газа поверхность жидкости остается гладкой. Первое возмущение в процессе увеличения расхода газа сказы вается в образовании небольшой ряби на поверхности потока жидкости (струи, пленки). Эти волны имеют малую амплитуду, и причиной их воз никновения не является турбулентность в газовом потоке. При дальней шем увеличении расхода газа на поверхности раздела кроме ряби возни кают и развиваются также волны большой амплитуды (волны возмуще ния). Оба вида волн принято считать источником уноса капель с поверх ности струи, так как при достижении амплитуд больше «критических»

поверхность раздела становится неустойчивой, и волны начинают (конец участка I) генерировать струйки, пряди, жгуты, первичные капли различ ной формы.

Участок II. Растущие волны возмущения на поверхности раздела «газ-жидкость» при определенных условиях становятся неустойчивыми и генерируют первичные образования (струйки, пряди, жгуты, капли). Точ ный механизм, с помощью которого происходит отрыв этих образований от волн, все еще неясен, но связь между волнами возмущения и уносом жидкости была точно установлена с помощью многочисленных визуаль ных наблюдений фото- и киносъемкой [66]. На основе этих наблюдений можно сделать предположения о ряде возможных механизмов дробления волн возмущения и уносе капель газовым потоком.

Механизм дробления пленки воды, наблюдавшийся Лейном в высоко скоростных воздушных потоках, представляет собой «подрезание» первич ного образования (рис. 3,44, а). При большой амплитуде и небольшой глу бине слоя жидкости наблюдается закручивание гребня (рис. 3,44, б), кото рый затем отрывается и распадается на капли [223].

а) Г Г Г Г Г б) Г Г Г Рис. 3.44. Механизмы образования первичных образований (струек, прядей, жгу тов, капель) на поверхности жидкости: а – «подрезание» первичного образования;

б – закручивание гребня;

Г – газ Участок II характеризуется невысокой степенью развития поверхно сти раздела фаз. Дисперсная фаза на этом участке представлена струей или пленкой жидкости и оторвавшимися от нее первичными образовани ями.

Участок III. На участке III наблюдается интенсивное диспергирова ние жидкости и формирование капель. Здесь заканчивается дробление пер вичных образований жидкости на капли (конец участка III). Скорости ча стиц жидкости и газа начинают выравниваться, причем скорость частиц нарастает вниз по потоку и к концу зоны может превысить местную ско рость газа, достигая максимума. Из-за всевозможных неоднородностей в потоке образуются частицы различного размера, но для каждого режима распыления будут наблюдаться частицы преобладающего размера.

Увеличение энергетических характеристик потока газа ведет к уменьшению среднего размера капель. Приближенно можно считать, что распад первичных образований (прядей, жгутов, капель) прекращается тогда, когда препятствующие разрушению силы (сила поверхностного натяжения, силы трения) сравниваются с силой аэродинамического воз действия. К концу участка III фактически формируется двухфазная струя.

Участок IV. Этот участок характеризуется незначительным перепа дом скоростей газа и частиц жидкости, параметры двухфазной струи ста билизируются. Здесь продолжаются процессы тепло- и массообмена в системе «капля жидкости - газ». Дроблением и коагуляцией капель при столкновениях здесь можно, как правило, пренебречь.

3.19. Схемы взаимодействия потоков жидкости и газа Картина взаимодействия потоков жидкости и газа на участке возму щения струи жидкости (участок I) зависит как от параметров потоков, а также от геометрии узла распыления [66, 83, 92, 93, 171, 239, 240].

Процесс взаимодействия между потоками жидкости и газа зависит от следующих параметров: давление газа перед соплом ро, расстояние от сопла до канала подачи жидкости ст, расстояние от торца канала подачи жидкости до среза сопел hсг. В зависимости от давления на срезе сопла ра истекающая сверхзвуковая струя может быть перерасширенной, недо расширенной или расчетной. Для каждого из режимов имеет место ха рактерная структура скачков уплотнения.

При малых давлениях газа перед соплом ро имеет место эжекционное течение (рис. 3.45, а). Резкое увеличение давления ро может привести к запи ранию струи жидкости, истечение жидкости прекращается (рис. 3.45, б). Ес ли конструкция узла распыления предусматривает определенное расстояние между каналом подачи жидкости и соплами подачи газа ст, то при малых давлениях ро (рис. 3.45, в) имеет место струя жидкости, окруженная торои дальным вихрем, который как бы «сдирает» с нее поверхностный слой.

а) б) в) ст Г Ж Г Г Ж Г Г Ж Г д) е) г) ст Г Ж Г Г Ж Г Г Г Ж Г Г hсг Рис. 3.45. Схемы взаимодействия потоков жидкости и газа на участке возмуще ния струи жидкости: а – эжекционное течение;

б – запирание струи жидкости;

в – окруженная тороидальным вихрем газа струя жидкости;

г – растекание жид кости по дну узла распыления;

д – суммарный скачок уплотнения составной струи «садится» на торец канала подачи жидкости;

е – дополнительная подача газа с целью создания развитой системы скачков уплотнения;

1 – скачок уплот нения;

Г – газ;

Ж – жидкость При дальнейшем росте давления перед соплом ро имеющий место тороидальный вихрь усиливается и происходит разделение потока жид кости. Обратный поток газа заставляет растекаться струю жидкости по поверхности дна узла распыления (рис. 3.45, г ). Дальнейшее увеличение ро приводит к запиранию потока жидкости (рис. 3.45, б). Если торец ка нала подачи жидкости выступает от среза сопел на расстояние hсг, то кар тина течения становится еще более сложной и возможно возникновение такого режима течения, когда суммарный скачок уплотнения истекаю щей составной струи «садится» на торец канала подачи жидкости (рис. 3.45, д). Это вызывает неустойчивые газодинамические явления, которые могут способствовать процессу распыления или затруднять его.

Если конструкция узла распыления предусматривает дополнительную подачу газа, то имеет место схема течения с развитой системой скачков уплотнения (рис. 3.45, е), вызывающая неустойчивость струи жидкости.

3.20. Распад струи жидкости на капли в сверхзвуковом потоке газа Распад струи жидкости при дозвуковом режиме истечения хорошо изучен, разработана достаточно полная теоретическая база. Процесс рас пада струи жидкости при сверхзвуковом режиме истечения коренным образом отличается от распада струи при дозвуковом режиме истечения.

Вместо распада струи на сравнительно небольшое количество крупных капель происходит ее дробление на многочисленные мелкие частицы, размеры которых меняются в довольно широких пределах [66, 83, 92, 152, 166, 178, 189-191, 203-205, 283-285].

Выходящая из отверстия струя жидкости, попадающая в сверхзвуко вой поток, теряет свою определенную форму, распад ее происходит абсо лютно неравномерно. По наблюдениям и фотоснимкам не представляется возможным установить достоверные причины распада струи на конгло мерат мельчайших капель. Безусловно, на распад оказывают влияние крупномасштабные турбулентные пульсации и развитие колебаний раз личных форм. Чрезвычайно сложный и запутанный комплекс явлений, сопровождающий процесс распада струи жидкости на капли при взаимо действии со сверхзвуковым потоком, затрудняет создание надежной тео рии этого процесса. Наиболее убедительной и достаточно полно разрабо танной можно считать теорию дробления жидкой струи в результате раз вития поверхностных колебаний.

Экспериментальные исследования показали, что наиболее отчетливо процесс распада струи удается наблюдать при истечении непрерывных струй с малыми скоростями. Такие опыты позволяют установить опреде ленные закономерности, имеющие место при распаде струи, выяснить вли яние физических свойств жидкости, скорости истечения газа и размеров струи на протекание процесса распада. Для проектирования ГОС можно с некоторым допущением принять, что процессы распада струи жидкости при дозвуковом и сверхзвуковом режиме распыления аналогичны.

Экспериментально установлено, что поверхность струи подвергается возмущениям, возникающим вследствие вихревого движения жидкости, создаваемого трением, колебаниями самого отверстия и отклонениями его от правильной круглой формы, наличия в струе твердых частиц и пу зырьков газа, шероховатости стенок, воздействия со стороны потока газа.

Под влиянием указанных причин частицы жидкости, находящиеся на поверхности струи, испытывают малые смещения, поверхность струи деформируется и отклоняется от равновесной формы. Увеличение сво бодной энергии поверхности, вызванное подобной деформацией, приво дит к появлению капиллярных сил, которые стремятся сократить общую поверхность струи и придать ей равновесную форму. Под действием этих сил частицы жидкости, выведенные из равновесного положения, стре мятся вернуться к нему. Однако по инерции они проходят положение равновесия и поэтому вновь испытывают действие восстановительных сил. В результате таких перемещений частиц жидкости на поверхности струи возникают волновые колебания. Эти волны могут распространять ся с разными скоростями вдоль струи по направлению ее движения. Ам плитуда колебания в процессе движения волны может либо уменьшаться, либо увеличиваться. Поверхностные волны передвигаются вдоль струи со скоростью, равной скорости движения струи. Следовательно, фаза колебания, начавшегося у выходного отверстия, сохраняется постоянной в данной точке струи, а граница струи представляет собой неизменяю щуюся поверхность. Длина и амплитуда волны колебания увеличиваются прямо пропорционально скорости струи. Увеличение амплитуды с ро стом скорости объясняется тем, что поперечные составляющие скорости, в результате которых возникают колебания, пропорциональны продоль ным составляющим.

В качестве основной рабочей гипотезы механизма каплеобразования при распаде струи жидкости можно принять гипотезу Релея. Согласно этой гипотезе, если при увеличении скорости длина волны колебания в превысит длину окружности ·dc невозмущенной струи, то дальнейший рост амплитуды колебания происходит экспоненциально. В результате устойчивость движения струи нарушается, и струя распадается на от дельные части. Наиболее благоприятные для разрушения струи возмуще ния возникают при в/dc=4,508. Характер разрушения струи зависит главным образом от сил поверхностного натяжения, сил вязкости, сил тяжести и аэродинамических сил.

При изучении поведения поверхности жидкой струи, обтекаемой высокоскоростным газовым потоком принято рассматривать [132, 253] два типа неустойчивости поверхности раздела фаз:

– неустойчивость Рэлея–Тейлора, имеющую место в случае, когда вектор массовых сил, действующих на жидкость и порожденных ускоре нием, направлен от жидкости к газу (иначе, если в неоднородности жид кости градиент плотности противоположен направлению инерционной силы, вызванной каким-либо ускорением). Неустойчивость Рэлея– Тейлора возникает между двумя контактирующими сплошными средами различной плотности, когда более тяжёлая среда (жидкость) толкает бо лее лёгкую (жидкость или газ). Примером такой неустойчивости может служить неустойчивость капли воды на поверхности масла – вода будет пытаться проникнуть сквозь масло.

– неустойчивость Кельвина–Гельмгольца, имеющую место в течениях с тангенциальными разрывами в сжимаемой жидкости. Она проявляется тогда, когда распределение давления в газе над волновой поверхностью раздела находится в противофазе с подъемом поверхности жидкости. Не устойчивость Кельвина–Гельмгольца возникает при наличии сдвига между слоями сплошной среды, либо когда две контактирующие среды имеют достаточную разность скоростей. Типичный пример такой нестабильности – возникновение волн на поверхности воды под действием ветра.

При распылении жидкости высокоскоростным газовым потоком бу дет преобладать механизм неустойчивости Кельвина–Гельмгольца. От метим, что в случае сверхзвукового потока газа на поверхности раздела фаз может существовать еще один механизм неустойчивости волн воз мущения, вызываемый местными скачками уплотнения, возникающими у гребней волн.

При увеличении скорости газа усиливается динамическое влияние газового потока на развитие колебаний в струе жидкости. Колеблющаяся струя жидкости изгибается, образуются впадины и выпуклости. Воздей ствие газодинамического потока увеличивается над выпуклостями и по нижается во впадинах, в результате чего давление на гребнях волн уменьшается и растет над впадинами, причем разность между этими дав лениями по мере увеличения скорости возрастает (рис. 3.46, а, б, в). Бла годаря этому увеличивается амплитуда колебаний и усиливается не устойчивость движения струи.

в а) dc Uж Uг Давление газа Lс в dc б) Uж Uг Давление газа в в) Давление газа dc Uж Uг Рис. 3.46. Формы распада цилиндрической струи: а – осесимметричная длинноволновая;

б – волнообразная;

в – осесимметричная коротковолновая Можно выделить две основные формы распада цилиндрической струи: осесимметричная и волнообразная. Реализация той или иной фор мы распада струи зависит от относительной скорости газового потока и струи жидкости, физико-механических свойств жидкости и газа, других факторов [189-191].

При воздействии газового потока на струю жидкости, в ней возни кают длинноволновые колебания. При этом амплитуда колеблющейся струи жидкости достигает некоторого максимального значения, а затем на конце струи образуется капля, которая отрывается от струи. Такую форму распада струи жидкости назовем осесимметричной длинноволно вой (рис. 3.46, а).

Высока вероятность появления односторонних волнообразных (вин тосимметричных) деформаций поверхности струи. Струя под действием потока газа изгибается, что приводит к значительным перепадам давле ний на гребнях и во впадинах волн, а это в свою очередь ведет к быстро му росту амплитуды. Распад струи вызывается как длинноволновыми, так и коротковолновыми возмущениями, длина сплошного участка струи по мере возрастания скорости потока газа уменьшается. Эту форму рас пада струи жидкости назовем волнообразной (рис. 3.46, б). Волнообраз ные деформации развиваются быстрее, чем осесимметричные, при этом струя распадается на большое число неправильных частей – первичных образований. Кроме того, наблюдается отрыв отдельных малых капель на гребнях волн, в результате чего струя окружается движущимися вместе с ней каплями.


Возможна осесимметричная коротковолновая форма распада струи жидкости. В результате наложения и развития возмущений поверхность струи подвергается все более сложным деформациям. Возникают колеба ния, длины волн которых изменяются в широких пределах. Если при от носительно малых скоростях неустойчивостью обладают только длинно волновые осесимметричные колебания, то при значительной скорости газа, неустойчивыми оказываются также коротковолновые колебания (рис. 3.46, в). Амплитуды таких волн экспоненциально возрастают, что ведет к очень быстрому распаду струи на части различных размеров.

Критерии, определяющие процесс дробления струи жидкости.

Процесс дробления струи определяется следующими критериями.

Критерий Вебера для струи:

г U г U c d с (3.118) Weс.

Критерий Лапласа для струи:

d с (3.119).

Lpс ж ж Критерий Бонда для струи:

ж ac d с (3.120) Boс, где ас – ускорение струи жидкости, м/с2.

Критерий Струхаля для струи:

U г U c t рc, (3.121) St с dс где tpс – время распада струи, с.

Критерий Рейнольдса для струи:

г d сU г U c. (3.122) Reс г Критерий Маха: М = Uг /Uзв. (3.123) Отношение плотностей потоков газа и жидкости: ж/г. (3.124) Отношение вязкостей потоков газа и жидкости: ж/г. (3.125) Процесс распада струи жидкости с учетом ее вязкости можно опи сать обобщающим критерием (3.116), заменяющим критерии: Вебера Wec (3.118), Рейнольдса Rec (3.122) Лапласа Lpc (3.119), который примет вид:

г U г U c.

3 (3.126) Anс d с ж ж При дроблении одиночной струи с учетом вязкости жидкости, при из вестном ее ускорении ас и времени распада tрс, вместо критериев Струхаля Stc (3.121), и Бонда Boc (3.120), можно применить критерий An1с (3.117):

г act рc.

(3.127) An1с d с ж ж 3.21. Каплеобразование при распаде струи жидкости Каплеобразование при распаде струи низковязкой ньютоновской жидкости. Форма распад струи низковязкой ньютоновской жидкости обу словлена силами поверхностного натяжения и скоростью газового потока, вязкость жидкости не оказывает существенного влияния на распад струи.

Оценить средний диаметр первичных капель, образующихся при осесимметричной форме распада струи низковязкой ньютоновской жид кости можно по выражению [189]:

1/ 9 (3.128) d пк d c, г 2 Wec ж где = 3,14;

dпк – средний диаметр первичной капли, м.

Средний диаметр первичных капель, образовавшихся в результате волнообразной формы распада струи низковязкой ньютоновской жидко сти вычисляют по выражению [189]:

1/ г d пк d c 6,6 exp 0,155 Weс. (3.129) ж При сверхзвуковых скоростях газа струя жидкости испытывает очень сильное аэродинамическое воздействие со стороны потока газа.

Струя низковязкой жидкости мгновенно дробится на многочисленные мелкие частицы, размеры которых меняются в довольно широких преде лах. Сплошная часть струи практически отсутствует, распад струи про исходит на небольшом расстоянии за срезом канала подачи жидкости.

При сверхзвуковых скоростях газа наблюдается осесимметричная корот коволновая форма распада струи низковязкой ньютоновской жидкости (рис. 3.46, в) [80, 92, 93, 161, 172, 178].

Каплеобразование при распаде струи вязкой ньютоновской жидко сти. Диспергирование вязких жидкостей в дозвуковом газовом потоке за труднено. Чем больше вязкость жидкости, тем сложнее организовать устой чивый факел распыления и получить капли нужной дисперсности [42].

Формы распада струй вязкой ньютоновской жидкости аналогичны формам распада струй низковязкой ньютоновской жидкости. Однако, определенная форма распада струи наступает при большей скорости пото ка газа. Струе вязкой ньютоновской жидкости чаще всего присуща волно образная форма распада (рис. 3.47, а), но иногда наблюдается и осесиммет ричная [49-51].

а) б) в) Рис. 3.47. Каплеобразование при дроблении струи жидкости: а – вязкой ньюто новской жидкости;

б – неньютоновской жидкости при осесимметричной форме распаде струи;

в – неньютоновской жидкости при волнообразной форме распада струи Средний диаметр первичных капель, образовавшихся в результате осесимметричной формы распада струи вязкой жидкости [189]:

0, 0,326. (3.130) d пк 3,02 d c г Wec Lp ж с Средний диаметр первичных капель, образовавшихся в результате волнообразной формы распада струи вязкой жидкости [189]:

0,. (3.131) 2,061 d c exp 0,052 г Wec d пк Lpс ж Каплеобразование при распаде струи вязкой ньютоновской жидко сти, подверженной воздействию сверхзвукового потока газа, происходит следующим образом. На небольшом расстоянии от среза канала подачи жидкости струя становится неустойчивой. Эта неустойчивость приводит к быстрому распаду струи на большое количество капель, диаметр кото рых зависит от начального диаметра струи и скорости газа. При этом каждая капля имеет свою собственную траекторию, из-за чего наблюда ется визуальный эффект расширения струи в газодинамическом потоке (увеличение поперечного сечения струи). По мере удаления от среза ка нала подачи жидкости амплитуда колебаний струи возрастает. Попереч ные колебания генерируют продольную бегущую волну, которая пере мещается вдоль струи, вызывая обрывы струи на ее конце (рис. 3.47, а).

Отделившаяся масса жидкости силами поверхностного натяжения коагу лируется в сферическую форму. Места образования капель рассеяны по поперечному сечению кажущейся толщины хвоста струи, и их нахожде ние в каждый момент времени носит случайный характер [139-145].

Для расчета среднего диаметра первичных капель, образовавшихся в результате осесимметричной формы распада струи жидкости, автором предложено выражение:

d пк d с k 6 Аnс 7, k (3.132) где k6, k7 – эмпирические коэффициенты.

Средний диаметр первичных капель, образовавшихся в результате волнообразной формы распада струи, можно вычислить по предложен ному автором выражению:

d пк d c k 8 exp k 9Anc, (3.133) где k8, k9 – эмпирические коэффициенты.

Каплеобразование при распаде струи неньютоновской жидкости.

Диспергирование неньютоновских жидкостей возможно в высокоскорост ном потоке газа, наиболее эффективен сверхзвуковой режим истечения газа.

Механизмы каплеобразования при распаде струи неньютоновской жидкости с аномальной вязкостью имеют существенные особенности.

Молекулы полимеров имеют цепное строение, они состоят из последова тельно расположенных атомных группировок, связанных силами главных валентностей в длинную и гибкую цепь. Важен характер надмолекуляр ных образований, то есть взаимная упаковка макромолекул. Свойства надмолекулярных структур зависят от гибкости макромолекул и внешних условий (температуры, типа растворителя или наполнителя). Макромоле кулы могут свертываться в клубки, образуя глобулы. Если макромолеку лы оказываются настолько жесткими, что не могут свернуться в глобулы, то развернутые цепи образуют пачки цепей. Пачки могут агрегироваться, образуя фибриллы, но при этом они сохраняются как отдельные элемен ты [42, 49-51].

Для распада струи неньютоновской жидкости характерна зависи мость процесса каплеобразования от исходной структуры жидкости с одной стороны, и существенная перестройка структуры в ходе деформа ции, предшествующей распаду, с другой. Струя неньютоновской жидко сти, попадая в высокоскоростной газодинамический поток, деформирует ся и вытягивается по потоку подобно вязким ньютоновским жидкостям (рис. 3.47, б, в). Под воздействием потока газа происходит перестройка сеточных узлов структуры неньютоновской жидкости и переориентация ее образований (в частности, цепных макромолекул полимера). В итоге, продольная прочность на разрыв деформированной струи и сопротивле ние поперечному сдвигу возрастают, возрастают и упруго-вязкие харак теристики деформированной жидкости. Подхватываемая потоком газа, струя структурированной жидкости ускоряется в направлении потока, образуя непрерывные жидкие волокна, подобно вытяжке стеклянных или органических волокон газодинамическим раздувом. Чем выше скорость вытяжки, тем меньше диаметр струи жидкости [139-145, 235, 287].

Каплеобразование в струе неньютоновской жидкости происходит не под действием капиллярных сил (сил поверхностного натяжения), а в результате разрыва упруго-вязкой струи внешними газодинамическими силами потока и резонансных колебательных процессов, способствую щих развитию в струе быстропротекающих реологических течений (про дольных сдвигов структурных образований (макромолекул, фибрилл)).

Местные реологические течения приводят к развитию недеформирую щихся участков струи и их разделению вследствие истекания массы в перемычке между ними.

Возможна осесимметричная форма распад струи неньютоновской жидкости (рис. 3.47, б), которая характеризуется уменьшением длин волн в струе жидкости и незначительной амплитудой колебаний. Отделившая ся капля представляет собой «пульсирующий» шар, который движется вниз по потоку, изменяя свою форму от «сферической» до «сплюснуто го» диска. Диаметр первичных капель можно определить по выражению (3.132), подставив соответствующие эмпирические коэффициенты.

При волнообразной форме распада тонкая структурированная струя неньютоновской жидкости совершает вынужденные поперечные колеба ния, генерируя продольную бегущую волну (рис. 3.47, в). Наблюдается кажущееся увеличение диаметра струи в направлении потока. Получен ные в результате волнообразной формы распада первичные капли имеют штапельную форму в виде коротких волн с ориентированной сетчатой структурой, и требуется определенное время, пока под действием тепло вых колебаний восстановится изотропная равновесная структура, а шта пельные образования превратятся в сферические капли. Диаметр первич ных капель можно вычислить по выражению (3.133), подставив соответ ствующие эмпирические коэффициенты.


Определение размера первичных капель. Сравним размеры пер вичных капель, образующихся при осесимметричной и волнообразной форме распада струи жидкости (рис. 3.46 и 3.47). Исходные данные для расчета:

– диаметр струи жидкости dc=0,001м;

– скорость газа изменяется в диапазоне Uг=50…300м/с;

– скорость струи жидкости Uс= 0,1м/с;

– плотность газа г=1,205кг/м3;

– плотность жидкости ж=1000кг/м3;

– для низковязкой (воды) и вязкой (связующего) жидкости примем поверхностное натяжение жидкости =0,073Н/м;

– динамическая вязкость низковязкой жидкости (воды) ж=0,001Пас;

– динамическая вязкость вязкой жидкости (связующего) ж=0,050Пас.

Осесимметричная форма распада струи низковязкой жидкости (воды). Средний диаметр первичных капель можно определить по выра жению (3.128) или (3.132) (рис. 3.48). Для рассматриваемого случая в выражении (3.132) значения эмпирических коэффициентов: k6=8;

k7=0,4:

d пк d с 8 Аn с 0, 4. (3.134) Для низковязкой жидкости (воды) результаты расчета по выражению (3.128) и (3.134) весьма близки, так как влияние вязкости мало.

Осесимметричная форма распада струи вязкой жидкости (связую щего). Средний диаметр первичных капель можно определим по выраже нию (3.130) или (3.134) (рис. 3.49). Для вязкой жидкости (связующего) результаты расчета по выражению (3.130) и (3.134) сильно различаются.

В выражении (3.130) вязкость жидкости учтена недостаточно. Если изме нить эмпирический коэффициент в выражении (3.130) то можно полу чить выражение, результаты расчета по которому близки к результатам расчета по выражению (3.134):

0, 0,. (3.135) d пк 8 d c г Wec Lp ж с dпк, мм Uг, м/с 50 100 150 200 Рис. 3.48. Зависимость диаметра первичной капли dпк от скорости газового потока Uг при осесимметричной форме распада струи низковязкой жидкости: 1 – расчет по выражению (3.128);

2 – расчет по выражению (3.134) dпк, мм Uг, м/с 50 100 150 200 Рис. 3.49. Зависимость диаметра первичной капли dпк от скорости газового потока Uг при осесимметричной форме распаде струи вязкой жидкости: 1 – расчет по выражению (3.130);

2 – расчет по выражению (3.134);

3 – расчет по выражению (3.135) Волнообразная форма распада струи низковязкой жидкости (воды).

Средний диаметр первичных капель можно определить по выражению (3.129) или (3.133) (рис. 3.50). Для рассматриваемого случая в выражении (3.133) значения эмпирических коэффициентов: k8=1,9;

k9=0,004:

d пк d c 1,9 exp 0,004 Anc. (3.136) dпк, мм 1, 1, 1, 1, 1, Uг, м/с 50 100 150 200 Рис. 3.50. Зависимость диаметра первичной капли dпк от скорости газового потока Uг при волнообразной форме распада струи низковязкой жидкости: 1 – расчет по выражению (3.129);

2 – расчет по выражению (3.136) Влияние вязкости мало, поэтому результаты расчета для низковяз кой жидкости (воды) по выражению (3.129) и (3.136) близки. Необходимо отметить, что увеличение скорости газа при волнообразной форме распа да струи не оказывает существенного влияния на дисперсность первич ных капель.

Волнообразная форма распада струи вязкой жидкости (связующе го). Средний диаметр первичных капель можно определим по выраже нию (3.131) или (3.136) (рис. 3.51). Для вязкой жидкости (связующего) результаты расчета по выражению (3.131) и (3.136) различаются, так как влияние вязкости в выражении (3.131) учтено недостаточно. Если изме нить эмпирический коэффициент в выражении (3.131) то можно полу чить выражение, результаты расчета по которому близки к результатам расчета по выражению (3.136):

0,. (3.137) d пк 2,3 d c exp 0,052 г Wec Lp с ж 2,0 dпк, мм 1, 1, 1, 1, Uг, м/с 50 100 150 200 Рис. 3.51. Зависимость диаметра первичной капли dпк от скорости газового потока Uг при волнообразной форме распада струи вязкой жидкости: 1 – расчет по вы ражению (3.131);

2 – расчет по выражению (3.136);

3 – расчет по выражению (3.137) Анализ графиков и сравнение с данными других исследователей по казывает, что выражения (3.132) и (3.133) применимы для расчета диа метра первичных капель, образовавшихся при осесимметричной и волно образной форме распада струи низковязкой и вязкой жидкости.

Определение времени распада струи. Время распада струи с уче том tрс (с) с учетом вязкости жидкости, отсчитанное от момента истече ния струи [83]:

2 0,5 1,5 2 0,5 2 d c d c ж. (3.138) t рс k10 ж2 ж 9 9 ж ж ж Сопоставление формулы (3.138) с опытными данными дало значение коэффициента k10=10. Существенным недостатком формулы (3.138) является отсутствие зависимости времени распада струи от относительной скорости потоков жидкости и газа. Необходимо отметить, что значения длин волн, рвущих струю, в отличие от решения для невязкой жидкости (Релей, Петров и Калинина) будут зависать от значения вязкости жидкости [292].

Характерное время распада струи tрс* (с) [66]:

0, d c ж. (3.139) t рc U г U c г Время распада струи tрс* характеризует скорость роста амплитуды возмущения на поверхности струи вследствие развития неустойчивости Кельвина–Гельмгольца.

Для расчета времени распада струи tрс автором предложено выраже ние:

t рс t рс* k11 Аnc 12, k (3.140) где k11, k12;

– эмпирические коэффициенты.

Сравним время распада tрс струи, вычисленное по выражениям (3.138), (3.140) (рис. 3.52). Исходные данные для расчета:

– диаметр струи dс=0,001м;

– относительная скорость газа и струи изменяется в диапазоне Uг-Uc=50м/с;

– плотность газа г=1,205кг/м3;

– плотность жидкости ж=1000кг/м3;

– поверхностное натяжение жидкости =0,073Н/м;

– динамическая вязкость жидкости меняется в диапазоне ж=0,001…0,1Пас.

Для рассматриваемого случая в выражении (3.140) значения эмпири ческих коэффициентов: k11=60;

k12=0,5:

t рс t рс* 60 Аnc 0,. (3.141) tрс, мс ж,Пас 0,02 0,04 0,06 0, Рис. 3.52. Зависимость времени распада tрс струи от вязкости жидкости ж:

1 – расчет по выражению (3.138);

2 – расчет по выражению (3.141) Результаты расчета по выражениям (3.138) и (3.141) различаются не значительно, следовательно, выражение (3.141) с соответствующими эм пирическими коэффициентами k11, k12 применимо для расчета времени распада tрс струи. Необходимо отметить, что в выражение (3.141) входит критерий Anс, учитывающий скорость струи Uc, в выражении (3.138) влияние скорости учтено эмпирическим коэффициентом k10=10.

3.22. Строение распыленных частиц дисперсной фазы Строение частиц, образовавшихся при распылении, весьма разнооб разно (рис. 3.53) и зависит от свойств распыляемых композиций. Чаще всего для формирования смесей используют жидкие композиции, при распылении которых образуются жидкие капли (рис. 3.53, а). Во время полета в факеле распыления капли интенсивно деформируются, изменя ют свою форму, поэтому могут возникать капли с заполненными газом полостями (рис. 3.53, б).

а) б) в) г) Uк д) Uк е) Uк к) л) ж) и) Рис. 3.53. Строение частиц: а – жидкая капля;

б – жидкая капля с заполненной газом полостью;

в – жидкая капля с твердым ядром;

г – испаряющаяся жидкая капля;

д – испаряющаяся жидкая капля с заполненной газом полостью;

е – испаряющаяся жидкая капля с твердым ядром;

ж – частица с затвердевшей оболочкой и жидким ядром;

и – частица с затвердевшей оболочкой и жидким ядром, содержащим запол ненную газом полость;

к – частица с затвердевшей оболочкой и твердым ядром, между которыми находится жидкая прослойка;

л – твердая частица порошка Наличие в составе смеси наряду с жидкими компонентами порош ков, приводит в процессе распыления к образованию капель с твердым ядром (рис. 3.53, в). Если композиции перед распылением подвергаются значительному нагреву, то при распылении с поверхности капель может происходить испарение жидкости (рис. 3.53, г-е). Жидкие компоненты смеси при контакте с газом (воздухом) могут отверждаться, например, отверждение жидких капель металла при производстве дроби. В этом случаи на поверхности летящих в факеле распыления жидких капелях формируется твердая оболочка (рис. 3.53, ж-к). Так же в состав форми руемой смеси могут входить твердые частицы порошка, которые подают в факел распыления (рис. 3.53, л).

Необходимо, отметить, что частицы дисперсной фазы в факеле рас пыления находятся в сложном агрегатном состоянии (рис. 3.53, б-к), что оказывает существенное влияние на дробление таких частиц и на их вза имодействие с поверхностью смеси [139-145, 168, 171-173, 176].

3.23. Силы, действующие на каплю в потоке газа Капля, попадая в поток газа, движется под действием на нее ряда сил. В общем случаи уравнение движения частицы имеет вид [132, 171]:

dU к Pаэр Pдав P тяж Pоб P тер Pпр Pвр Pнестац, (3.142) mк dt где mк – масса капли, кг;

Uк – скорость капли, м/с;

Рдав – сила, обуслов ленная градиентом давления в потоке, Н;

Раэр – сила аэродинамического сопротивления, Н;

Ртяж – сила тяжести, Н;

Роб – сила, обусловленная инерцией вытесненного каплей объема газа, Н;

Ртер – сила термофреза, Н;

Рпр – сила присоединенной массы, Н;

Рвр – сила Магнуса, Н;

Рнестац – сила Бассе, Н.

Предположим, что поток газа разгоняет каплю, тогда можно пред ставить сумму сил в правой части уравнения (3.142), действующих на каплю, в следующем виде.

1. Сила аэродинамического сопротивления:

Pаэр 0,5 C к S к г U г U к, (3.143) где Ск – коэффициент аэродинамического сопротивления капли;

Sк – пло щадь сечения капли, м2;

Uк – скорость капли, м/с.

2. Сила, обусловленная градиентом давления в потоке:

dU г, (3.144) Pдав V к г dt где Vк – объем капли, м3.

3. Сила тяжести:

Pтяж V к ж г g. (3.145) 4. Сила, обусловленная инерцией вытесненного каплей объема газа:

1 dU к Pоб V к г. (3.146) 2 dt 5. Сила термофреза, обусловленная наличием температурного гради ента в потоке и направленная в сторону понижения температуры, зави сящая от режима обтекания капли газом:

г г d T г, 2 (3.147) P тер S к г Rг T г d xгр где г – коэффициент теплопроводности газа Вт/(м·К);

Тг – температура газа, К;

xгр – координата в направлении максимального температурного градиента в потоке газа, проходящая через центр капли, м.

6. Сила присоединенной массы – сила, отражающая ускорение при легающих к поверхности частицы слоев газа:

dU г dU к.

Pпр V к г (3.148) dt dt 7. Сила Магнуса – сила, обусловленная вращением капли из-за гра диента скорости обтекающего потока и направленная в сторону повыше ния скорости:

dU г, Pвр 1,62 U г U к d к г г (3.149) dy где y – координата в направлении максимального градиента скорости в потоке газа, м.

8. Сила Бассе – сила, обусловленная нестационарностью процесса и зависящая от характера движения частицы за предшествующий отрезок времени t1:

t dU к dU г 1 d t1, (3.150) Pнестац 6 S к г г 0 dt dt t -t где t1 – предшествующий отрезок времени, с.

В связи с тем, что сила аэродинамического сопротивления Раэр явля ется основной силой, действующей на каплю, существенное значение приобретает коэффициент аэродинамического сопротивления Ск. Значе ние коэффициента Ск зависит от условий обтекания капли потоком газа, то есть Ск=f(Re).

Для сферических капель при Reпк1 применима формула Стокса [184]:

Cк ;

(3.151) Reпк 241 0,188Reпк ;

или формула Озеена [184]: (3.152) Cк Reпк при 1Reк20000 можно использовать формулу [132]:

Cк exp 3,2710,889lnReпк 0,03417lnReпк 0,01443lnReпк. (3.153) 2 3.24. Дробление капель в потоке газа К настоящему времени опубликовано большое число как эксперимен тальных, так и теоретических работ по исследованию деформации и дроб ления одиночных капель и капельных систем в различных условиях их взаимодействия с газовым потоком (свободные струи, потоки в трубах и соплах, спутные потоки за ударными волнами). Имеются обзоры этих ра бот: Е.К. Dabora, К.W. Ragland, A.A. Ranger (1966);

Б.Е. Гельфанд, С.А. Губин, С.М. Когарко (1974);

А.А. Борисов, Б.Е. Гельфанд, М.С.

Натанзон, О.М. Коссов (1981);

А.И. Ивандаев, А.Г. Кутушев, Р.И. Нигма тулин (1981);

А.Л. Гонор, В.Я. Ривкинд (1982) [40-42, 64, 67, 89, 91, 94, 95, 97, 109-111, 117, 121-125, 129, 132, 151, 157, 163, 174, 185, 198, 199, 202, 209, 232, 243, 254, 296-299].

О причинах дробления капель при их обтекании газом нет единого мнения. Одни авторы считают, что распад капли определяется моментом, когда аэродинамические силы, определяемые скоростным напором, стано вятся больше сил поверхностного натяжения и сил трения, обусловленных вязкостью жидкости, другие – когда деформация капли под действием аэродинамических сил превосходит некоторое критическое значение, тре тьи связывают разрушение капель с появлением неустойчивых колебаний.

В результате распада струи жидкости под воздействием потока газа образуется множество первичных капель, которые, двигаясь вниз по по току, продолжают дробиться на более мелкие капли. В дальнейшем рас падающуюся каплю будем называть первичной, а каплю образовавшуюся в процессе распада первичной капли будем называть вторичной. Если в дальнейшем вторичная капля еще раз подвергнется дроблению, то для этого элементарного акта распада ее будем называть первичной, а воз никшую каплю – вторичной.

Варианты дробления капли при различном приложении нагруз ки к ней. Дисперсность капель, образовавшихся в процессе распыления, зависит от характера взаимодействия газового потока с каплей, то есть от того, как изменялась нагрузка, действующая на каплю во время ее полета в потоке газа. Можно выделить несколько основных вариантов приложе ния нагрузки со стороны газового потока к капле:

1. Дробление капли в дозвуковом потоке газа (М1). Первичная капля движется в потоке газа с постоянной скоростью, деформируется под действием аэродинамических сил и далее распадается на вторичные капли (рис. 3.54, а).

2. Дробление капли в сверхзвуковом потоке газа (M1). Первичная капля деформируется вследствие интенсивного силового воздействия со стороны потока газа с постоянной скоростью, а затем распадается на вто ричные капли (рис. 3.54, б).

3. Дробление капли при ее прохождении через скачок уплотнения.

Первичная капля в потоке газа быстро разгоняется, врезается в скачок уплотнения, проходит через него, а затем происходит плавное уменьше ние скорости и ее распад на вторичные капли (рис. 3.54, в).

4. Дробление капли в дозвуковом сопле. Плавное увеличение ско рости первичной капли в потоке газа, деформирование капли в процессе увеличения ее скорости и распад на вторичные капли (рис. 3.54, г).

5. Дробление капли в сверхзвуковом потоке (капля разгоняется в сопле Лаваля). Плавное увеличение скорости первичной капли, прохож дение капли через критическое сечение сопла, дальнейшее увеличение скорости капли и ее распад на вторичные капли (рис. 3.54, д).

а) Дозвуковой поток (М1) б) Сверхзвуковой поток (М1) в) Скачок уплотнения Uпк Uг=const Uвк Uпк Uг=const Uвк Uпк Uвк Скачок уплотнения г) д) Дозвуковое сопло Сверхзвуковое сопло Uпк Uвк Uпк Uвк М 1;

Uг М 1;

Uг М 1;

Uг Рис. 3.54. Варианты дробления капли жидкости при различном приложении нагрузки к ней со стороны потока газа: а – дробление капли в дозвуковом потоке газа с постоянной скоростью;

б – дробление капли в сверхзвуковом потоке газа с постоянной скоростью;

в – дробление капли при ее прохождении через скачок уплотнения;

г – дробление капли в дозвуковом сопле;

д – дробление капли в сверхзвуковом сопле Критерии, определяющие процесс дробления капли. Процесс дробления капли определяется следующими основными критериями.

Критерий Вебера для первичной капли:

U U 2d пк г г пк, (3.154) Weпк где Uпк – скорость первичной капли, м/с;

dпк – диаметр первичной капли, м.

Критерий Лапласа для первичной капли:

d пк. (3.155) Lpпк ж ж Критерий Бонда для первичной капли:

ж a пк d пк Boпк. (3.155а) Критерий Струхаля для первичной капли:

U г U пк t. (3.156) St пк d пк Критерий Рейнольдса для первичной капли:

г d пкU г U пк. (3.157) Reпк г Критерий Маха: М = Uг /Uзв. (3.158) Отношение плотностей потоков газа и жидкости: ж/г. (3.159) Отношение вязкостей потоков газа и жидкости: ж/г. (3.160) Для учета режима обтекания капли газовым потоком в работах [66, 83, 203-205] использован критерий:

B1пк Weпк Reпк. (3.161) - 0, Для описания процесса распада капли жидкости с учетом ее вязкости обобщающий критерий Аn (3.116), заменяющий группу критериев: Вебера Weпк (3.154), Рейнольдса Reпк (3.157) Лапласа Lpпк (3.155), примет вид:

г U г U пк.

3 (3.162) Anпк d пк ж ж Для случая дробления одиночной капли, при известном ее ускорении апк и времени распада tр, вместо критериев Струхаля Stпк (3.156), и Бонда Вопк (3.155), обобщающий критерий An1 (3.117) примет вид:

г aпк t рк, (3.163) An1пк d пк ж ж где апк – ускорение первичной капли, м/с2;

tрк – время распада капли, с.

Критическое значение критериев We, В1, An. Режим деформиро вания и дробления капли зависит от соотношения сил давления потока газа на каплю, сил давления поверхностного натяжения и сил трения, обусловленных вязкостью жидкости. Для низковязкой жидкости силами трения пренебрегают. Давление газа в лобовой точке капли, где оно наибольшее, равно скоростному напору [91-96]:

p 0,5 U г U пк 2, (3.164) гпк г где ргпк – давление потока газа (скоростной напор) на каплю, Па.

Давление поверхностного натяжения определяется по формуле Лапласа для жидкого шара [91-96]:

4, p жпк (3.165) d пк где ржпк – давление поверхностного натяжения капли, Па.

Величина отношения давлений (с точностью до постоянных коэф фициентов) дает комплекс, называемый критерием Вебера [91-96]:

U U 2d пк pгпк Weпк.кр, (3.166) Weпк г г пк p жпк где Weпк.кр – критическое число Вебера для первичной капли.

Дробление капли происходит при условии, что Weпк Weпк.кр, поэто му распад капли в газовом потоке продолжается до тех пор, пока спра ведливо условие (3.166). В результате, двигаясь вниз по потоку факела распыления, происходит постепенное уменьшение диаметра вновь обра зующихся капель.

Рассматривая аэродинамическое воздействие газа на каплю и считая критерий Вебера определяющим в этом процессе, многие авторы в своих экспериментальных и теоретических работах предлагают критические значения этого параметра, соответствующие тому или иному виду распа да. Однако, как видно из анализа имеющихся исследований и как спра ведливо отмечают авторы работы [63, 64], имеются большие расхожде ния в оценке величины этого критерия. В ряде работ, например, [63, 64, 163, 164, 185] отмечается зависимость Weкp от вязкости жидкости, време ни действия газового потока на каплю, диаметра капли, то есть от усло вий эксперимента, что также объясняет указанные расхождения и, таким образом, свидетельствуют о том, что число Вебера не единственный кри терий устойчивости капли.

Определение критического значения критерия Вебера Weпк.кр для ка пель вязкой жидкости затруднено, ряд исследователей предлагают эмпи рические выражения для расчета Weкр [199].

Для дозвуковой скорости потока газа:

Weпк.кр = 25 при Lpпк66;

(3.167) -0, Weпк.кр = 36,5·Lpпк при 2 Lpпк 66;

(3.168) Weкр= 43Lpпк -0,4 при Lpпк 2. (3.169) Для сверхзвуковой скорости потока газа:

Weпк.кр = 15 при Lpпк 66;

(3.170) Weпк.кр = 25·Lpпк-0,11 при 2 Lpпк 66;

(3.171) Weпк.кр = 30,5·Lpпк -0,34 при Lpпк2. (3.172) В работах [237, 238] получена критериальная зависимость числа Weпк.кр от критериев Рейнольдса Reпк.кр и Лапласа Lpпк:

2 г ж, (3.173) Weпк.кр 0,5 Reпк кр Lp ж г пк где Reпк.кр – критическое число Рейнольдса для первичной капли.



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 10 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.