QK-脉冲射流技术的原理及其应力特性研究
大气压脉冲放电等离子体射流特性及机理研究
专题: 等离子体物理及其材料处理大气压脉冲放电等离子体射流特性及机理研究*张亚容1) 韩乾翰1) 郭颖1)2) 张菁1)2) 石建军1)2)†1) (东华大学理学院, 纺织行业先进等离子体物理与技术重点实验室, 上海 201620)2) (东华大学, 磁约束核聚变教育部研究中心, 上海 201620)(2020 年12 月31日收到; 2021 年3 月1日收到修改稿)通过实验和数值模拟研究了大气压脉冲放电等离子体射流, 其中在脉冲电压上升沿阶段的放电中形成等离子体子弹并向接地电极输运, 其传播速度在104 m·s–1量级. 数值模拟研究还发现等离子体子弹邻近区域内增强的电场强度可达到106 V·m–1, 说明等离子体子弹的形成主要由放电空间局域增强的电场导致, 在接地电极附近会得到进一步增强. 放电空间的电子密度时空演变过程揭示了等离子体子弹经过的区域会保持较高的电子密度, 说明等离子体子弹的拖尾现象; 而等离子体子弹头部增强的电子产生率与局域增强的电场强度对应, 这说明了等离子体子弹产生的动力学过程. 该大气压脉冲放电等离子体射流中等离子体子弹的特性和机理研究为发展大气压等离子体射流提供了理论和技术基础.关键词：等离子体射流, 数值模拟, 脉冲放电PACS：52.20.–j, 52.25.Jm DOI: 10.7498/aps.70.202022461 引 言近年来, 由于大气压放电产生的等离子体射流可以在大气环境中获得低温等离子体[1−4], 拓展了其在生物医学、材料处理中的应用前景, 因而受到广泛的关注[5−11]. 大气压等离子体射流一般由千赫兹正弦高压激发产生, 通过纳秒级时间分辨放电图像的诊断, 发现其是由高速运行的等离子体高能粒子团(也称为等离子体子弹)组成, 并且在一个激发功率周期内产生一次或者二次放电[12,13]; 而由微秒级高压脉冲激发的等离子体射流主要在高压脉冲的上升沿阶段产生, 等离子体射流特性可以通过高压脉冲参数进行调控, 包括射流的长度和强度等[14,15], 这为等离子体射流的应用提供了更好的技术途径. 实验研究中利用增强型电荷耦合器件(ICCD)相机拍摄等离子体子弹的产生和传播过程, 研究等离子体射流产生及其动力学[16−18], 但对等离子体子弹的形成和传播机理还没有统一的认识; 另一方面, 通过数值模拟研究了等离子体子弹中流光传输的动力学特性, 通过分析不同粒子在等离子体子弹头部的分布情况, 发现光致电离虽然是决定流光传播速度的重要因素, 但并不是流光传播的必要条件[16]. 本文通过建立大气压氦气等离子体射流的二维自洽流体模型, 与对应实验诊断结果对比研究高压脉冲等离子体射流中等离子体子弹的输运特性, 通过等离子体子弹附近的电场分布、电子密度和电子电离率等放电参数, 研究等离子体子弹的形成和输运机理.2 等离子体射流放电数值模拟模型在COMSOL Multiphysics中建立与实验装置对应的大气压氦气中高压脉冲放电等离子体射流的介质阻挡放电的二维自洽流体数值模型, 其中* 国家自然科学基金(批准号: 11875104, 11475043)资助的课题.† 通信作者. E-mail: JShi@© 2021 中国物理学会 Chinese Physical Society 忽略了空气等杂质气体对放电的影响. 表1列出了在大气压氦气条件下数值模型中包含的反应方程式及其反应速率[19], 其中T e 为电子温度.He +2He ∗2电子(e)、氦离子(He +)、电离态氦分子( )、激发态氦原子(He *)和激发态氦分子( )的数密度可通过下面的粒子连续性方程求得:式中n 和G 分别为粒子数密度与粒子通量, S 为粒子的产生项与损耗之和[20], 下标x , y 分别代表二维自洽流体数值模型中轴向与径向的分量. 粒子的通量可由漂移扩散近似方程计算得出:其中E 为电场强度, D 和µ分别为扩散系数和迁移率, 中性粒子只考虑扩散通量. 电场强度E 可通过式中, 下标i , e 分别代表第i 种离子和电子, e 0为真空介电常数, e 为电子电荷量. 电子与离子的边其中g 为二次电子发射系数.图1(a)给出了数值模型的放电结构示意图,也是对应的实验装置示意图. 如图1(a)所示, 等离子体射流在介质管中产生并传播, 介质管的内径为1 mm, 厚度和相对介电常数分别为0.5 mm 和10. 缠绕在介质管上的两个金属环电极的间距为13 mm, 接高压脉冲的电极和接地电极的宽度分别为1和0.5 mm.P o s i t i o n /m mInterelectrode distance/mm306912181500.51.0(a)He10(c)10(b)图 1 (a)放电结构示意图; 典型等离子体子弹的(b)实验拍摄照片和(c)数值模拟结果Fig. 1. (a) Schematic setup of discharge; typical appear-ance of plasma bullet (b) taken in experiments and (c) nu-merically simulated.图1(b)所示的是实验中利用ICCD (Andor iStar)拍摄的石英管中产生的典型的等离子体子弹照片, 拍摄的曝光时间为20 ns, 从3个时刻的照片可以看出, 等离子体从靠近高压脉冲电极产生, 之后向接地电极传播, 等离子体子弹的形貌表现为头部较强, 后面有拖尾. 图1(c)给出了与图1(b)对应的数值模拟的放电中He +离子的密度,可以对应于等离子体的发光强度, 这是由于放电中电子从基态到激发态的碰撞激发率可以近似为直接碰撞电离率(He + e → He + + 2e)[21]. 图1(c)也显示出与对应实验测量一致的等离子体子弹的形成以及输运过程.表 1 反应方程和速率Table 1. Elementary reaction and rates.反应反应速率He + e → He * + e 2.308×10−10T 0.31e exp (−2.297×105T e)/(cm 3·s –1)He + e → He + + 2e 2.584×10−12T 0.68e exp (−2.854092×105T e)/(cm 3·s –1)He * + e → He + + 2e4.661×10−10T 0.6e exp (−5.546×104T e)/(cm 3·s –1)He+2 + e → He *+ He5.386×10−7T e −0.5 /(cm 3·s –1)He +2He + + 2He → + He 1.1 × 10–31/(cm 6·s –1)He ∗2He * + 2He → + He 1.3 × 10–33/(cm 6·s –1)He * + e → He + e1.099×10−11T 0.31e /(cm 3·s –1)He ∗2He +2+ e → + 2e1.268×10−12T 0.71e exp (−3.945×104T e)/(cm 3·s –1)He * + He * → He + + He + e2.7×10−10 /(cm 3·s –1)3 结果与讨论放电在电极间空间分布的时间演化过程可以体现放电中等离子体子弹的形成和传播过程, 利用ICCD 拍摄的放电图像, 图2给出了每个时刻放电图像最大强度值在轴向进行归一化后, 其随时间的演化图, 放电结构如图1(a)所示, 施加的脉冲电压的幅值为4000 V, 上升沿与下降沿时间均为0.1 µs, 脉冲电压维持幅值时间为1.0 µs, 脉冲电压从0.1 µs 时刻开始上升, 在0.2 µs 时刻达到幅值,此时高压脉冲电极附近区域产生放电, 随着时间延迟, 放电逐步离开高压脉冲电极并形成等离子体子弹向接地电极传播, 在其中的每一时刻, 放电发光最强区域集中在等离子体子弹的头部, 如图1(b)所示. 在0.6 µs 时刻等离子体子弹到达接地电极,并在1.2 µs 时刻之前, 放电维持在接地电极附近,其空间结构基本保持不变. 当脉冲电压到达下降沿阶段, 也即1.2 µs 时刻, 放电发光强度快速在接地电极附近减弱, 并在0.2 µs 时间间隔内由放电空间收缩至高压脉冲电极附近, 这是由于脉冲电压下降沿处的放电是空间中的活性粒子在脉冲电压下降时空间重新分布导致的[22,23], 因此在脉冲电压下降沿处的放电没有形成等离子体子弹.T i m e /m sInterelectrode distance/mm1.51.20.90.60.303691218150.21.00.40.60.8图 2 实验测量脉冲放电等离子体射流时空演变图Fig. 2. Temporal-spatial evolution profile of pulsed dis-charge plasma plume experimentally measured by optical emission.图3为数值模拟脉冲放电等离子体射流中氦离子(He +)密度在高压脉冲放电阶段的时空演化,其中高压脉冲电极上施加的电压幅值为2500 V,低于实验中的脉冲电压幅值, 这是由于数值模拟中没有考虑空气等杂质气体的影响. 脉冲电压的脉宽、上升沿和下降沿时间都与图2中的实验参数一致. 数值模拟结果中的He +密度与实验测量的放电图像强度进行对比, 可以发现在两个电极间脉冲放电的数值模拟结果与图2中的实验测量放电空间结构的时间演化过程基本一致, 放电在0.2 µs 时刻在高压脉冲电极附近产生以后以等离子体子弹的形式向接地电极传播, 不过等离子体子弹在0.4 µs 时刻就已经到达接地电极, 比图2中到达接地电极的时刻(0.6 µs)低, 说明数值模拟的等离子体子弹的传播速度更高, 这与数值模型中考虑的电离反应过程有关, 将根据等离子体子弹速率结果进一步讨论. 与实验结果一致, 在脉冲电压下降沿(1.2 µs 时刻)产生的第二次放电, 也没有形成等离子体子弹.因此脉冲放电形成的等离子体射流特性主要由处于脉冲电压上升沿阶段的放电产生的等离子体子弹决定.T i m e /msInterelectrode distance/mm1.51.20.90.60.303691218150.21.00.40.60.8图 3 数值模拟脉冲放电等离子体射流中He +密度的时空演变图Fig. 3. Temporal-spatial evolution profile of simulated He +density in pulsed discharge plasma plume.图4为实验测量和数值模拟的等离子体子弹在介质管中不同位置的传播速率, 可以看出, 数值模拟得到的等离子体子弹的传播速率要高于实验测量结果, 与图2和图3的结果一致, 这与数值模型中包含的反应方程相关, 特别是与电离相关的反应, 模型中由于没有考虑杂质气体, 因此参与的电离相关的反应过程较实验中要少; 另外, 数值模拟中也没有考虑介质管外电势对等离子体子弹形成和传播的影响. 实验测量的等离子体子弹的速率保持在3.0 × 104 m·s –1左右, 与其他报道的实验测量结果基本一致, 在接地电极附近, 等离子体子弹的速率有一个先增加然后降低的过程, 这是由于接地电极附近电势变化较大, 而接地电极上维持电势为零, 因此等离子体子弹在接地电极附近的特性也与接地电极的尺寸相关[22,23]. 数值模拟结果得到的等离子体子弹的速率在高压脉冲电极附近为4.0 ×104 m·s –1, 与实验测量结果接近, 随着等离子体子弹向接地电极传播, 速率逐步增加到11 × 104 m·s –1,到达接地电极以后下降到7 × 104 m·s –1. 虽然数值模拟等离子体子弹的速率高于实验测量结果, 但其中放电过程和机理基本一致, 因此数值模拟结果中的电场强度、电子密度和电子产生率的时空分布将有助于研究等离子体子弹的形成和传播机理.图5(a)为对应于图1(c)中3个位置上(7.2,11和14.5 mm)等离子体子弹的轴向电场强度的空间分布, 分别代表等离子体子弹在产生、传播和到达接地电极附近时的情况, 每个等离子体子弹位置处对应为电场强度达到峰值, 说明等离子体子弹主要是由局部增强的电场导致的, 3个位置上电场强度峰值分别为1.1 × 106, 1.0 × 106和2.0 ×106 V·m –1, 说明等离子体子弹产生以后局部增强的电场强度在传播阶段没有进一步增强, 只有当等离子体子弹接近接地电极时得到增强, 因此等离子体子弹的速率也更高, 如图4所示. 图5(b)给出了在等离子体子弹从产生到传播到接地电极过程中对应的电场强度的时空演化过程, 对应0.2—0.4 µs 时间段, 与图3中等离子体子弹随时间变化的空间分布一致, 进一步说明了等离子体子弹的产生和传播主要是由局部增强的电场强度导致的. 在等离子体子弹产生阶段, 高压脉冲电极附近区域内的电场强度逐步在等离子体子弹产生位置上增强, 形成等离子体子弹以后局域增强的电场随时间向接地电极方向传播. 为了进一步显示等离子体子弹附近的电场强度分布, 图5(c)给出了等离子体子弹周边区域内电场强度的矢量图, 其中箭头的长度和方向分别代表电场强度的大小和方向. 如图5(c)所示,等离子体子弹头部的电场强度最大并且指向接地电极, 而在等离子体子弹尾部和前端未到达区域电场强度都较弱, 这也与图5(a)和图5(b)的结果一致. 因此等离子体子弹的产生和传播可以归因于在放电区域中局域增强的电场强度.图6(a)给出了脉冲放电过程中电子密度的时空分布, 对应于图3中的等离子体子弹产生的时刻和位置, 电子密度也开始增加, 并且其最大值随着等离子体子弹的传播也向接地电极扩展, 但是在后方区域也保持着较高的电子密度, 这解释了等离子体子弹形成拖尾的原因, 如图1(a)和图1(c)所示.当等离子体子弹到达接地电极以后, 由于形成的等离子体子弹强度的增强, 导致电子密度主要集中于接地电极附近. 在脉冲电压保持阶段, 电子密度维持在放电空间, 直至脉冲电压下降沿时刻电子密度重新分布到高压脉冲电极附近, 因此脉冲电压下降12108642789101112Interelectrode distance/mm131415V e l o c i t y /(104 m S s -1)0Experiment Simulation图 4 实验测量和数值模拟等离子体子弹在介质管中的传播速率Fig. 4. Measured and simulated velocities of plasma bullet in dielectric tube.T i m e /m sE l e c t r i c f i e l d /(106 V S m -1)P o s i t i o n /m mInterelectrode distance/mm0.40(b)0.350.300.250.202468101214162.52.0(a)1.51.00.50180.21.00.40.60.810(c)图 5 (a)等离子体子弹在不同位置处的轴向电场强度分布; (b) 等离子体子弹阶段电场强度的时空分布; (c) 等离子体子弹周边典型的电场强度分布Fig. 5. (a) Spatial profiles of the electric field of plasma bul-lets at different positions; (b) spatiotemporal evolution of the electric field with the existing of plasma bullet; (c) typ-ical electric field distribution in the domain near the plasma bullet.T i m e /m sT i m e /m sInterelectrode distance/mm0.400.350.300.250.201.51.20.90.600.32468101214160180.21.00.40.60.8(a)(b)图 6 (a) 电子密度和 (b) 0.2—0.4 µs 阶段电子产生率的时空分布Fig. 6. Spatiotemporal profile of (a) electron density and (b) electron generation rate in 0.2–0.4 µs.He ∗2He +2沿阶段放电不会引起等离子体子弹. 为了进一步表征等离子体子弹的形成机理, 图6(b)给出了在等离子体子弹产生和传播阶段放电空间中的电子产生率, 为放电中e + He → 2e + He +, e + He * →2e + He +, e + → 2e + 三个反应的速率之和. 由图5(b)中的电场强度的时间演变过程可以发现, 等离子体子弹中的电子产生率集中于其前端, 由于等离子体子弹头部的电场最强, 导致的电离过程也最强, 并且随着局域增强的电场向接地电极迁移, 引导等离子体子弹的传播, 这说明了等离子体子弹产生和传播的主要机理.4 结 论利用二维流体数值模拟研究了大气压脉冲放电产生等离子体射流的动力学过程, 数值模拟获得的等离子体子弹产生及其传播特性基本与对应的实验测量一致, 特别在接地电极附近等离子体子弹的增强效应. 通过研究等离子体子弹邻近区域内电场强度的空间分布发现, 等离子体子弹是由局域增强的电场强度导致的, 并且等离子体子弹头部区域的强度更高, 这驱动了等离子体子弹向接地电极移动. 放电空间中等离子体子弹经过区域内的电子密度分布说明了等离子体子弹的拖尾现象, 进一步通过等离子体子弹头部区域内增强的电子产生率揭示了其产生机理.参考文献W alsh J L, Iza F, Janson N B, Law V J, Kong M G 2010 J.[1]Phys. D: Appl. Phys. 43 075201M ericam-Bourdet N, Laroussi M, Begum A, Karakas E 2009J. Phys. D: Appl. Phys. 42 055207[2]Z hu P, Meng Z Z, Hu H X, Ouyang J T 2017 Phys. Plasmas 24 103512[3]A lgwari Q T, O’Connell D 2011 Appl. Phys. Lett. 99 121501[4]O ’Neill F T, Twomey B, Law V J, Milosavljevic V, Kong M G, Anghel S D, Dowling D P 2012 IEEE Trans. Plasma Sci.40 2994[5]L iu W, Li Z, Ma C, Zhao L 2017 J. Phys. D: Appl. Phys. 50415201[6]L u X, Naidis G V, Laroussi M, Reuter S, Graves D B,Ostrikov K 2016 Phys. Rep. 630 1[7]D eng X L, Nikiforov A Y, Vanraes P, Leys C 2013 J. Appl.Phys. 113 023305[8]S haw D, West A, Bredin J, Wagenaars E 2016 Plasma Sources Sci. Technol. 25 65018[9]N ikiforov A Y 2009 IEEE Trans. Plasma Sci. 37 872[10]S un J K, Chung T H 2016 Sci. Rep. 6 20332[11]W ang R X, Zhang C, Shen Y, Zhu W D, Yan P, Shao T,Babaeva N Y, Naidis G V 2015 J. Appl. Phys. 118 123303[12]S hi J J, Zhong F C, Zhang J 2008 Phys. Plasmas 15 013504[13]R ong M Z, Xia W J, Wang X H, Liu Z J, Liu D X, Liang Z H, Zhang X N, Kong M G 2017 Appl. Phys. Lett. 111 074104[14]L iu Z J, Zhou C X, Liu D X, Xu D H, Xia W J, Cui Q J,Wang B C, Kong M G 2018 Phys. Plasmas 25 013528[15]B reden D, Miki K, Raja L L 2011 Appl. Phys. Lett. 99 111501[16]H ofmans M, Viegas P, Rooij O V, Klarenaar B, Guaitella O,Bourdon A, Sobota A 2020 Appl. Phys. Express 13 086001[17]S un Z T, Yan W, Ji L F, Bi Z H, Song Y, Liu D P 2018Plasma Sci. Technol. 20 085401[18]S ong S T, Guo Y, Choe W, Zhang J, Zhang J, Shi J J 2012Phys. Plasmas 19 123508[19]H agelaar G J M, Pitchford L C 2005 Plasma Sources Sci.Technol. 14 722[20]S akiyama Y, Graves D B, Stoffels E 2008 J. Phys. D: Appl.Phys. 41 095204[21]K arakas E, Akman M A, Laroussi M 2012 Plasma Sources Sci. Technol. 21 034016[22]X ian Y B, Xu H T, Lu X P, Pei X K, Gong W W, Lu Y, Liu D W, Yang Y 2015 Phys. Plasmas 22 063507[23]SPECIAL TOPIC—Several problems in plasma physics and material treatment Discharge characteristics and mechanism of plasma plume generated by atmospheric pulsed discharge*Zhang Ya -Rong 1) Han Qian -Han 1) Guo Ying 1)2)Zhang Jing 1)2) Shi Jian -Jun 1)2)†1) (Textiles Key Laboratory for Advanced Plasma Technology and Application, College of Science,Donghua University, Shanghai 201620, China)2) (Magnetic Confinement Fusion Research Center of Ministry of Education, Donghua University, Shanghai 201620, China)( Received 31 December 2020; revised manuscript received 1 March 2021 )AbstractAtmospheric pressure plasma plume generated by pulsed discharge is studied by experimental diagnostics and numerical simulations. It is found that the plasma plume is generated in the rising phase of pulse voltage, in which a plasma bullet propagates toward the ground electrode at a speed on the order of 104 m/s. It is also found that the electric field in the vicinity of the plasma bullet reaches 106 V/m, indicating that the formation of plasma bullet can be attributed to the localized enhanced electric field, which will be enhanced near to the grounded electrode. The spatiotemporal evolution of electron density in the discharge reveals that the residual electron density remains after the plasma bullet has passed through, which explains the tailing phenomenon of plasma bullet. The enhanced electron generation rate at the head of plasma bullet corresponds to the localized enhanced electric field, which explains the generation mechanism of plasma bullet. This study of the characteristics and mechanism of plasma bullet provides a theoretical basis for developing the atmospheric plasma plume generated by pulsed discharge.Keywords: plasma plume, numerical simulation, pulsed dischargePACS: 52.20.–j, 52.25.Jm DOI: 10.7498/aps.70.20202246* Project supported by the National Natural Science Foundation of China (Grant Nos. 11875104, 11475043).† Corresponding author. E-mail: JShi@。
QK-自振空化射流研究与应用进展
28
中国工程科学
第7卷
直径/ mm ; M a —射流工作马赫数 , 无因次 ; S r —
[ 关键词 ] 自激振动 ; 空化射流 ; 石油钻井 ; 油气开采 [ 中图分类号 ] TE248 [ 文献标识码 ] A [ 文章编号 ] 1009 - 1742 (2005) 01 - 0027 - 06
1 前言
钻井实践证明 , 提高井底水力冲击力 , 可以提 高钻井速度 , 降低成本 。众所周知 , 空化具有很强 的破坏作用 , 如果将强大的空化破坏作用引入到射 流中 , 变害为利 , 将可以大大提高射流的破岩效 果 。研究表明 , 在相同泵压下 , 空化射流的冲击压 力是连续射流冲击压力的 816～124 倍 , 关键是如 何在井底下引入空化作用[1 ,2 ] 。自振空化射流无需 激励源 , 通过谐振腔形成涡流 , 可以在井下高围压 环境产生空化作用 , 它是近年来发展起来的一种新 型射流 。
2
410 2610 1210 4210 4170 910 1015
3
510 2610 1210 5215 4170 5176 1015
4 1010 2810 1510 7510 3150 2125 715
5 1010 2810 1510 5510 3150 2125 515
6 1010 2610 1010 4210 6176 6125 1015
图 3 风琴管空化喷嘴压力脉动峰值 随喷距的变化规律
Fig13 Variation of pressure fluct uation peak vs jet standoff distance for organ2pipe nozzles
纳秒脉冲放电等离子体射流特性
第24卷第3期强激光与粒子束V o l .24,N o .32012年3月H I G H P OW E R L A S E R A N D P A R T I C L E B E AM SM a r .,2012文章编号: 1001-4322(2012)03-0617-04纳秒脉冲放电等离子体射流特性*牛 铮1, 邵 涛1,2, 章 程1,2, 方 志3, 李春霞4, 张东东1,2, 严 萍1,2(1.中国科学院电工研究所,北京100190; 2.中国科学院电力电子与电气驱动重点实验室,北京100190;3.南京工业大学自动化与电气工程学院,南京210009;4.中国工程物理研究院应用电子学研究所,四川绵阳621900) 摘 要: 采用单针式电极,使用单极性重复频率脉冲电源,在常压氦气㊁氩气㊁氮气和空气中得到等离子体射流,并改变电压㊁流量和气体种类,分别观察不同的实验条件对等离子体射流的影响㊂实验结果表明:射流长度随施加电压的增加而增长;随着流量的连续变化,射流长度先逐渐变长,达到峰值后由于湍流影响,长度又逐渐缩短,达到一定流量后趋于饱和㊂此外,不同工作气体中的等离子体射流呈现截然不同的外观,氦气和氩气中射流呈针状模式,长度可达7c m 以上;而在氮气和空气中,射流呈现为长度不超过2c m 的刷状模式㊂ 关键词: 纳秒脉冲; 大气压等离子体射流; 多种气体; 射流长度; 射流外观中图分类号: TM 89; TM 213 文献标志码: A d o i :10.3788/H P L P B 20122403.0617目前,大气压低温等离子体被广泛应用于臭氧形成㊁废气处理㊁等离子体辅助燃烧㊁表面改性㊁医用灭菌等领域[1-10]㊂传统方法通过介质阻挡放电在大气中产生低温等离子体,但由于其反应腔太过狭窄,而且插入的处理媒介也可能会影响等离子体的稳定性,因此限制了其进一步的应用㊂大气压等离子体射流具有一定的长度,将等离子体反应区域和放电区域相分离,能够实现等离子体远距离以及对复杂形状的处理,因此具有良好的发展前景㊂根据激励源㊁放电结构㊁工作气体等条件的不同,等离子体射流可以呈现很多不同的类型[3,11-13]㊂L a r o u s s i 等多年以来对等离子体射流的形成和传播机制进行了深入研究[14-15]㊂卢新培等使用光谱和高速摄影等测量手段研究等离子体射流,并在灭菌等应用领域开展了一系列实验[3,9,16]㊂蒲以康等从气体动力学及亚稳态电离过程的角度,阐述了电压㊁流量等参数对射流外形特征的影响机制[17-18]㊂一般来说,射流较容易在惰性气体中产生,例如氦气和氩气㊂如果能在空气中产生稳定的射流,对于工业应用来说就更加具有优势㊂本文中,使用氦气㊁氩气㊁氮气(纯度均为99.999%)和空气(从周围大气中抽取),通过纳秒脉冲电源激励得到了大气压等离子体射流,并在不同的实验条件下对其电气特性及外观特征进行了研究㊂1实验装置F i g .1 E x p e r i m e n t a l s e t u p o f a t m o s p h e r i c p r e s s u r e p l a s m a je t s 图1 大气压等离子体射流实验装置 本文所采用的实验装置如图1所示㊂激励源采用两种磁脉冲压缩电源,其中单级磁脉冲压缩电源[19]产生的脉冲电压为30k V 范围内连续可调,脉冲上升沿40n s ,半高宽70n s ;两级磁脉冲压缩电源[20]产生脉冲电压可达50k V ,上升沿25n s ,持续时间40n s ㊂本文中所有电压-电流实验均采用单级磁脉冲压缩电源激励,电压-流量实验采用两级磁脉冲压缩电源激励㊂脉冲重复频率由触发器在1k H z 范围内调节㊂放电采用的单针电极结构与文献[16,20]使用的电极类似,铜针电极固定在三通玻璃管中部㊂本文分别采用了两种尺寸的玻璃管,一种外径10mm ㊁内径7mm 保持不变;另一种外径6mm ,内径4mm ,带有类似于注射器的收缩喷口,喷口直径1.5mm ㊂工作气体的流量由转子流量计控制㊂电压测量采用T e k t r o n i xP 6015高压探头,电流测量采用P e a r s o n M o d e l 4100,线圈固定在玻璃管外围㊂*收稿日期:2011-11-01; 修订日期:2011-12-03基金项目:国家自然科学基金项目(11076026,50907068);高分子材料工程国家重点实验室开放课题(K F 201103)作者简介:牛 铮(1987 ),男,博士研究生,研究方向为高电压脉冲放电应用;n i u z h e n g @m a i l .i e e .a c .c n ㊂通信作者:邵 涛(1977 ),男,博士,副研究员,研究方向为高电压技术㊁脉冲功率技术和放电等离子体应用等;s t @m a i l .i e e .a c .c n㊂816强激光与粒子束第24卷记录信号采用L e c r o y WR204X i示波器,带宽2G H z,采样频率为1010/s㊂实验观测图像由C a n o nE O S500D 数码相机拍摄,镜头使用T a m r o nL e n s(M o d e lA001)㊂2实验结果与分析2.1电气特性图2所示为氦气等离子体射流的电压㊁电流特性曲线㊂采用外径10mm㊁内径7mm的玻璃管,铜针电极直径2mm,氦气流量为4L/m i n,脉冲重复频率为100H z㊂其中图2(a)施加电压峰值12k V,没有观察到放电和射流产生,即该电流是位移电流,图2(b)施加电压峰值18k V,有射流产生㊂F i g.2 D i s c h a r g e c u r r e n t a n d a p p l i e dv o l t a g ew a v e f o r m s o fH e p l a s m a j e t s图2氦气等离子体射流的电压㊁电流波形图2中可见,在脉冲上升沿和下降沿处各有一次放电㊂位于脉冲结束处的二次放电,是由于第一次放电过程中介质表面积累起一定数量的带电粒子,如果这些带电粒子产生的电场(与外加电场反向)足够强,就会在脉冲结束电压降低时发生二次放电[15]㊂二次放电的峰值不到第一次放电的一半,说明大部分功率在第一次放电时存储到气体之中,二次放电消耗的功率很有限㊂图3(a)所示为等离子体射流的电流峰值和长度随施加电压的变化曲线,可以明显地看出电流峰值和射流长度均与施加电压呈现递增关系㊂图3(b)为控制流量5.5L/m i n,使用两级磁脉冲压缩电源,施加电压从20 k V变化到37k V所拍摄的射流图像[20]㊂我们可以这样认为,在射流与空气的接触区域内,由于扩散作用,不断有空气分子和射流中的活性粒子发生反应,导致一部分活性粒子例如亚稳态粒子不断消失㊂射流长度越长,与空气接触面越大,就需要更高的施加电压注入能量,为等离子体 子弹 的传播提供更高的动力[9,15]㊂F i g.3 D i s c h a r g e c u r r e n t a n dv i s i b l e l e n g t ho f j e t s u n d e r d i f f e r e n t a p p l i e dv o l t a g s图3不同电压下的电流和射流长度变化2.2射流长度随流量变化规律不同流量下的放电电流峰值和射流长度如图4所示㊂图4(a)中施加电压为24k V,重复频率1000H z㊂可以看出随着流量从1L/m i n变化到7L/m i n的过程中,放电电流峰值几乎保持不变㊂图4(b)中施加电压为35k V,重复频率1000H z㊂流量从1L/m i n逐渐增大,射流长度也逐渐增加,当流量为5L/m i n时长度达到最大值8c m㊂随后流量从5L/m i n继续增大,射流长度又开始逐渐减小㊂图4(c)为图4(b)条件下拍摄的射流图像[20]㊂文献[17]中从流体力学的角度将射流定义为3个阶段:层流阶段㊁过渡阶段和湍流阶段㊂当流量从层流阶段逐渐增大到过渡阶段时,射流长度达到最长㊂流量继续增大,气流的夹带率增加,径向速度逐渐变大,使得气流头部与空气的扩散作用愈发强烈,同时由于氧气等粒子的粘附作用,使射流头部的活性粒子数量减少,传播路径变短,即射流长度减小[21]㊂F i g .4 D i s c h a r g e c u r r e n t a n dv i s i b l e l e n g t ho f je t s u n d e r d if f e r e n tg a s f l o wr a t e s 图4 不同流量下的电流和射流长度变化2.3不同气体射流的外部形态特征F i g .5 I m a g e s o f j e t s u n d e r d i f f e r e n tw o r k i n gga s e s 图5 不同气体条件下的射流图像图5为采用数码相机拍摄的在空气㊁氮气㊁氩气和氦气中产生的等离子体射流图像[20]㊂两级磁脉冲压缩电源施加电压35k V ,重复频率1000H z ,流量均为1L /m i n ㊂采用的玻璃管带有直径为1.5mm 的收缩喷口㊂由于工作气体介质及电离机制的不同,在惰性气体中,涉及亚稳态的电离过程主要与类流注放电有关,例如空气分子激发氦原子的彭宁效应㊂射流中处于轴向位置的带电活性粒子的密度最大,周围空气的扩散作用在远离轴向的地方不断与活性粒子发生反应㊂因此,氦气和氩气中产生的射流呈细长的针状,在本文工作条件下长度分别可达7c m 和4c m ㊂但在空气和氮气中,由于高电离度和空气㊁氮气粒子的短暂存在时间,以及氧气的强吸附作用,使得电荷和活性粒子数量相对有限㊂氮气㊁空气射流由铜针电极周边的流注电晕产生,电场从阳极向外发散,类似典型的电晕放电,射流外形呈现刷状,长度不超过2c m ㊂3 结 论本文采用单级性磁脉冲压缩电源激励单针电极,在氦气㊁氩气㊁氮气和空气中产生大气压等离子体射流,并改变电压和流量,观测射流的电参数和外部形态㊂结果表明:射流的放电电流和长度均随电压递增;随着流量增加,射流放电电流不变,长度先逐渐增大到最大值,之后由于过渡到湍流阶段而逐渐变短;在不同工作气体介质中,射流形态分别呈现针状和刷状,其机理有待进一步研究㊂参考文献:[1] L a r o u s s iM ,L u X.R o o m -t e m p e r a t u r ea t m o s p h e r i c p r e s s u r e p l a s m a p l u m e f o rb i o m e d i c a l a p p l i c a t i o n s [J ].A p p lP h y sL e t t ,2005,87:113902.[2] S a n d sBL ,G a n g u l y BN ,T a c h i b a n aK.As t r e a m e r -l i k e a t m o s p h e r i c p r e s s u r e p l a s m a j e t [J ].A p p l P h y sL e t t ,2008,92:151503.[3] 卢新培,严萍,任春生,等.大气压脉冲放电等离子体的研究现状与展望[J ].中国科学:物理学力学天文学,2011,41(7):801-815.(L uX i n p e i ,Y a nP i n g ,R e nC h u n s h e n g ,e t a l .R e 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c a lE n g i n e e r i n g,N a n j i n g U n i v e r s i t y o f T e c h n o l o g y,N a n j i n g210009,C h i n a;4.I n s t i t u t e o f A p p l i e dE l e c t r o n i c s,C h i n aA c a d e m y o f E n g i n e e r i n g P h y s i c s,M i a n y a n g621900,C h i n a)A b s t r a c t:I n t h e e x p e r i m e n t s,w i t h t h eu s eo f a s i n g l en e e d l e e l e c t r o d e,a t m o s p h e r i c p r e s s u r e p l a s m a j e t s a r e e x c i t e db y a r e p e t i t i v eu n i p o l a r n a n o s e c o n d-p u l s e g e n e r a t o r,w i t h w o r k i n gg a s e ss u c ha sh e l i u m,a r g o n,n i t r o g e na n da i r.T h er e s u l t ss h o w t h a t t h e j e t l e n g t h i n c r e a s e sw i t h t h e r i s e o f a p p l i e dv o l t a g e;a s t h e f l o wr a t e o fw o r k i n gg a s i n c r e a s e s,t h e l e n g t ho f j e t b e c o m e s g r a d u a l l y l o n g e r a n d t h e n r e d u c e s g r a d u a l l y t o s a t u r a t i o n a f t e r a c e r t a i n f l o wr a t e d u e t o t u r b u l e n c e.I n a d d i t i o n,t h e p l a s m a j e t s o f d i f f e r e n tw o r k i n g g a s e s h a v e v e r y d i f f e r e n t a p p e a r a n c e s.H e l i u ma n d a r g o n g a s j e t s a r e n e e d l e-l i k e,a n d t h e l o n g e s t j e t l e n g t h i s o-v e r7c m;w h e r e a s i nn i t r o g e na n d i na i r,t h e j e t i sn om o r e t h a n2c ml o n g,o f b r u s h-l i k em o d e.K e y w o r d s:n a n o s e c o n d p u l s e;a t m o s p h e r i c p r e s s u r e p l a s m a j e t;v a r i o u sk i n d s o f g a s e s;j e t l e n g t h;j e t a p p e a r a n c e。
QK-水力喷射射孔效果初探
— —有效厚度， $— 5； — — —水平方向渗透率， ## 5&； # — —垂向渗透率， # 6— 5； #
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水力喷射射孔效果分析
若取 $ 7 ! 5， &， * - 7 &$* 5， *0 7 ! 7 !# # & # 6 7 ! 对于水力喷射射孔井则有 *’! 5， （ * - & * 0） +, %12 1 " %! & )* 0 $ $ & ./,（ "& & ) ） （ * - & * 0）, +, ［+, ! ］ +, , ! + )+ . " )’(&% " %! & )* 0 $ $ & ./,（ "& & ) ） ［+, ! ］ )’(&% 3 &’2*2 , +, , ! + )+ . " （>） 若分别取 ) 7 !， &， 2， %， $， !* 孔 & 5， + 7 *’$， !’*， 可得到不 !’$， &’*， &’$， 2’* 5，. 7 !*， !$， &*， &$， 2* 55， 同的 %12 1 值 （见表 !、 表 &） 。
第 &= 卷 初探
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水力喷射射孔相比差别很大。通过分析可以看出， 水力 喷射射孔的渗透原理及基本假设条件与分支水平井较 为接近， 因此本文应用文献 ［!］ 中给出的计算分支水平 井产能的方法研究水力喷射射孔的产能， 并与聚能射孔 效果进行了对比， 得出了一些具有实际指导意义的结 论， 具有较强的实用性。
脉冲液体射流泵压力特性的试验研究
Ｇ ｈ ａ —ｈ ｎ ，Ｚ ＡＯ Ｃ ｕ ｎ ｃ ａ ｇ ＨＡＮ Ｊｎｈ ａ Ｉ ｎ ｙ ｎ ，ＧＡＯ Ｚ ｉｋ ｉ Ｇ ｉ— ｕ ，Ｌ Ｕ Ｘｉ— ａ ｇ ｈ－ ａ （ ｏ ｈＣ ｉａＩｓ ｔ ｅｏ ｔ ｏｓｒａｃ ｎ ｙｒｅ ｃｒ ｏ ｅ ， ｈｎｚｏ ５ ０ ，Ｃ ｉａ Ｎ ａ ｈｎ ｔｕ ｆ ｅ Ｃ ｎｅｖｎ ｙａｄＨ ｄｏｌ ｔｃＰ ｗ ｒ Ｚ ｅｇｈｕ４ ０ １ ｎ ｉ ｔ Ｗａ ｒ ｅｉ １ ｈｎ ）
的射 流泵 装 置上 ， 采 用 脉 冲射 流 提 高 射 流 泵 的 对
程等实际工程得到 了应用 ， 取得 了显著的经济效 益 和社会 效益 ¨ 。 由于脉冲液体射流泵与恒定液体射流泵 的内 部 流场 分布规 律 不 同 ， 因此 不 能 将 恒 定 液 体 射 流 泵 研究 成果 用 于脉 冲液 体射 流 泵 － 。关 于 恒定 ８ ］ 液体 射 流 泵 的 压 力 特 性 已进 行 了 深 入 的 研 究 ，Ｊ而对脉 冲液 体射 流泵压 力特 性 的研 究 ， 】“ ， ０ 文
射 流泵 是 利用 高压 射 流 的紊 动 扩散 作用来 卷
吸低压流体 的流体机械和混合反应设备。当两股 不 同压力的流体在射流泵内混合时产生较大的能 量损失 ， 因此其传能传质 的效率较低。提高射流 泵 的传 能传 质效 率 ， 直 是 国 内外 学 者 所 关 注 的 一 课题 。２ ０世 纪 ７ ０年 代 以来 ， 内 外 学 者 在 相 同 国
用 时 间继 电器来 控 制 阻断 器 的开 启 和 关 闭 时 间 ，
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形 成不 同频 率 的脉 冲射 流 ； 冲射 流 的脉 冲 周 期 脉 Ｔ＝ ｔ和 ｔ分 别 表示 阻 断 器 开 启 时 间 和关 ｔ＋ｔ， ，， ， 闭 时 间 ，； Ｓ以上 ３种 面积 比的液体 射 流泵 尺 寸 ， 仅 改 变喷 嘴尺 寸 ， 它尺 寸 不改 变 。 其
电液压脉冲水射流发生器及破岩研究...
电液压脉冲水射流发生器及破岩研究重庆大学硕士学位论文学生姓名：刘*指导教师：廖振方教授专业：机械设计及理论学科门类：工学重庆大学机械工程学院二OO八年四月Study on Electro-hydraulic Impulse Water Jet Generator and Rock-BreakingA Thesis Submitted to Chongqing Universityin Partial Fulfillment of the Requirement for theDegree of Master of Mechanical EngineeringbyLiu NingSupervisor: Prof. Liao ZhenfangMajor: Mechanical Design & TheoryCollege of Mechanical Engineering ofChongqing University, Chongqing, ChinaApril 2008摘要为了满足我国社会主义经济大发展时期工程建设领域中采矿、隧道、地下等工程的发展需要，针对当前破岩设备和装置所存在的问题，提出利用电液压脉冲效应作为高压脉冲水射流动力源。
对电液压脉冲水射流发生器的工作原理和电气参数进行了分析。
基于椭球体聚焦冲击波的原理，提出了冲击波聚能高压脉冲射流发生器。
应用热力学、流体力学、电学、机械学、声学、光学以及等离子体物理学等学科的理论知识对电液压脉冲技术中脉冲大电流发生器的工作原理、水中放电时产生的机械效应、气隙和液体击穿机理、放电通道的形成及其特点进行了分析和讨论。
建立了等离子体通道的数学模型。
利用π定理和无量纲分析方法推导出放电通道的液动力特性的无量纲微分方程，通过求解无量纲微分方程得到了放电通道的液动力特性与放电回路电气参数间的关系，从而可以能预测放电通道内的压力、通道半径和通道膨胀速度。
高压水射流总复习
发展中的高压水射流技术(32学时)总复习第一章、水射流技术概论1.1、高压水射流的定义：高压水射流是以水作为介质，通过高压发生设备使其获得巨大的能量后，用一种特定的液体运动方式，从一定形状的喷咀（直径较小），以很高的速度喷射出来的，具有一定的几何形状并能有一定的喷射距离的、能量高度集中的一股水流 (水团和水柱)。
1.2、水射流系统的组成高压水射流系统一般由压力源，喷嘴及其控制装置以及连接它们的高压管路和其它附属装置所组成。
1.3、高压水射流的分类（1）、按其喷射压力分：低压水射流：a MP 20~5.0中压水射流：a MP 50~20高压水射流：a MP 100~50超高压水射流：a MP 100（2）、按介质种类分按射流本身介质来分，高压水射流又可分为单相和多相射流。
1）单相水射流：水射流工作介质为单一介质。
常见的纯水射流包括加有高分子聚合物的水射流都属单相水射流。
（如纯水射流、调制射流。
）2) 多相水射流：水射流的介质含有两种以上的混合介质。
混有固体磨料微粒的磨料射流及混有微小冰块的冰水射流属固液两相射流，混有空化泡的空化射流属气液两相射流。
（如：磨料射流、浆体射流、空化射流、冰粒射流、添加剂射流。
）按射流介质与周围介质：1) 淹没水射流：水射流工作介质与环境介质相同。
2) 非淹没射流：水射流工作介质与环境介质不同。
（3）、按水射流的固壁条件分自由水射流：没有固壁约束下的水射流。
非自由水射流：有固壁约束下的水射流。
（4）、按水射流的发射方式分：(射流对物料的施载特性)按射流对物料的施载特性，高压水射流又可分为连续射流、不连续射流和混合射流三种。
连续射流：其特点是该种水射流对物料施载，开始有一个短时的冲击峰值压力，随之而来的是长期的稳定的较低的压力。
（如摆振射流、旋转射流等。
）这种射流只有冲击峰值压以后的稳定压力才具有代表性。
该种射流常用于切割和清洗物料。
不连续射流：其对物料施载特点是产生一个只持续极短时间的压力峰值，这时只有压力峰值才具有代表性。
QK-高压水射流喷丸强化技术
3 高压水射流喷丸强化特点
高压水射流喷丸强化技术与传统喷丸强化工艺相比具有以
下特点 : 1) 容易对存在狭窄部位 、深凹槽部位的零件表面及微小零
件表面等进行强化 。 2) 受喷表面粗糙度值增加很小 ,减少了应力集中现象 ,提
高了强化增益效果 。 3) 纯水射流喷丸强化时 ,工作介质为水 ,无固体弹丸废弃
董星等 高压水射流喷丸强化技术
高压水射流喷丸强化技术
董星1 ,2 ,段雄1 (1. 中国矿业大学 ,江苏 徐州 221008 ;2. 黑龙江科技学院 ,黑龙江 哈尔滨 150027)
[ 摘 要 ] 基于组织结构和力学行为分析了高压水射流喷丸强化的机理 ,给出了各种射流形式喷丸强化的作用效果 ,提出 了前混合水射流和前混合自激振荡水射流喷丸强化的新方法 。研究表明 ,高压水射流喷丸强化技术先进 、优势明显 ,具有广阔 的应用前景 。
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收稿日期:2005-01-21作者简介:刘小健(1965-),女,山东省济南市人,山东轻工业学院副教授,硕士,从事磨料射流技术及其机理研究。
脉冲射流技术的原理及其应力特性研究刘小健(山东轻工业学院机械工程学院,山东济南 250100)摘要:本文概括介绍了几种脉冲射流技术的原理,探讨了各自的优势与不足,归纳了脉冲射流打击靶体的规律,并分析总结了脉冲射流的应力特点。
关键词:脉冲;射流;原理中图分类号:TH12 文献标识码:A 文章编号:1004-4280(2005)02-0005-051 水炮主要类型19世纪中叶,在北美洲第一次使用了高压水射流开采非固结的矿床。
本世纪50年代初,苏联和中国的水利采煤就是利用水射流的冲击和输送作用。
随着水利采煤技术的推广,人们开始对高压水射流技术产生了浓厚的兴趣。
进入60年代,大批高压柱塞泵和增压器的问世,大大推动了高压水射流的研究工作。
到70年代末,水射流技术出现了高频冲击射流、共振射流和磨料射流,这些射流的水压并不算太高,但它们的威力却大大高于同样压力下的普通连续水射流。
高频冲击射流共振射流及后来发展起来的自振射流均属脉冲水射流,其独特的优势越来越引起研究者的重视,并逐步走向成熟。
水流体系一旦受到外力作用中就会产生水力冲击———水锤。
一般认为,水锤作用是有危害、具有破坏性的因素。
例如封闭管路中的水锤作用可能使管路破裂或阀门损坏,因此在水流体系中应尽力避免水锤作用。
然而,脉冲水射流却恰恰要利用水力冲击———水锤作用产生的巨大瞬态能量,来达到切割或破碎材料等目的。
脉冲射流发生的原理是通过一定的装置将动力源提供的能量储存起来,间断地传递给水,使水获得巨大的能量经过喷嘴射出,形成类似于炮弹的脉冲射流。
由于是间断发射的,因此脉图1 纯挤压式水炮结构原理图冲射流发生装置又被称作水炮。
水炮主要有三种类型纯挤压式、冲击挤压式和冲击聚能式。
1.1 纯挤压式水炮图1是纯挤压式水炮的工作原理图。
它的压力的形成是通过一个用液压油驱动的单级单作用或两级双作用的增压器。
油压驱动第19卷第2期2005年6月山 东 轻 工 业 学 院 学 报JOURNA L OF SHANDONG INSTIT UTE OF LIGHT INDUSTRY Vol.19No.2Jun.2005活塞作往复运动,使活寒的小端挤压高压缸中的水,水从喷嘴中喷出形成射流。
该脉冲射流的几何结构是细长,实质上是一种间断发射的连续射流。
图2 冲击挤压式水炮结构原理图1.2 冲击挤压式水炮图2是冲击挤压式水炮的工作原理图。
在图中大活塞的右侧腔室内存储有氮气,活寒左侧周期性地以正常流速供给压力水,压缩右侧的氮气。
当氮气达到规定的压力后,左侧快速排水,降低其压力。
同时,右侧压缩的氮气膨胀,推动活塞组件高速运动,小活塞缸体里处于静止状态的水受到活塞的初始冲击级挤压作用,经喷嘴射出形成脉冲射流。
1.3 冲击聚能式水炮图3是冲击聚能式水炮的工作原理图。
与冲击挤压式水炮相比,水炮的发射机构基本相同,不同之处在于喷嘴的结构。
冲击聚能式喷嘴采用的是聚能喷嘴,而冲击挤压式水炮使用的是普通收敛型喷嘴。
普通收敛型的喷嘴对压力波的能量传输效率较低,能量耗散较大。
而聚能喷嘴内部特有的几何结构则能降低能量耗散,在喷嘴内形成激波,有聚能的效果,从而使射流的峰值压力激最大打击力显著提高,而有效冲击时间大大减少。
图3 冲击聚能式水炮结构原理图2 脉冲水射流的工作原理及其规律如前所述,在上述脉冲射流中,当对水介质进行冲击压缩时,会产生水锤现象。
水锤现象产生的主要原因是水具有惯性和可压缩性。
由动量定理可知,流体速度或动量的降低必然引起压力升高,此压力增量即谓水锤压力P H ,是一种压力阶跃,它以声速a 在液体介质内传播。
对于脉冲水射流打击靶体这类开放的水力冲击体系,水锤压力在射流冲击靶面时才出现,其计算公式为:P H =ρau1+(ρa /ρs a s )其中:u 为射流速度,ρ为液体密度,a 为水中声速,ρs 为靶材密度,a s 为靶材中声音传播速度。
6山 东 轻 工 业 学 院 学 报 第19卷事实上,在脉冲水射流打击靶体的开放水力冲击体系中,脉冲峰值压力与水锤波的传播和发展密切相关。
当液柱的平端面与靶体表面接触时,它处于一种封闭的压缩态。
只有当释压图4 水锤压力波随时间的变化曲线波向内传播到接触区的中心点的瞬间,液体内部压力释放并开始出现液体的径向流动,于是,液体对靶体的加载压力降低为通常的滞止压力。
这个过程中水锤压力波随时间的变化曲线如图4所示。
由图4可见,脉冲峰值压力pH 大大高出其后续的滞止压力p 。
例如,若冲击速度u =300m/s ,水中音速a =1500m/s ,水密度ρ=1000kg/m 2,水柱半径R =1mm ,则水锤压力峰值为450MPa ,而后续滞止压力仅为45MPa ,比前者低了一个数量级,显然,峰值水锤压力是个可利用的巨大能量,这也充分显示了脉冲击射流的潜在优势。
另一方面,在脉冲射流的几何结构中存在先锋部分。
由于压力波向前传递的原因,先锋部分的速度在离开喷嘴的一段距离内速度时增加的,因此,脉冲射流对靶体的打击力也与距离有关。
试验证明,随着与靶体距离的增大,打击力一时间曲线将越高越尖。
最大打击力在靶距1.5m ～2m 之间得到。
3 调制式脉冲射流前面介绍的脉冲射流的发生机构(水炮结构)过于复杂,实际应用范围受到一定限制。
为此,英国研究学者A.Lichitatuwitz 又设计出新型的脉冲射流发生方法:使用特制的机构将连续水射流进行间断,即机械式截断方法。
其存在的主要缺点是:间断器的磨损和截断时的高频噪音。
还有学者利用间断发射的激光将射流中的部分流体介质气化,从而形成水流间断,形成脉冲射流。
上述截断式的脉冲射流有着很大的一个缺陷,即浪费了相当一部分高压水,即浪费了很多的能量,效率太低。
由此,调制式脉冲射流相继问世。
所谓调制,是指在高压水从喷嘴喷出之前,使其压力或流量产生较小的波动,这样形成的射流尽管是连续的,但流体质点的速度却存在差异,而射流在喷射过程中,速度快的质点会赶上速度慢的质点,从而使射流间断,最终分离成离散脉冲,这种射流称为高频冲击射流或调制冲击射流。
3.1 调制射流出口速度常用的方法3.1.1 管系共振法流体管路是一个弹性系统,具有确定的自然共振频率。
当外界周期性激励的频率与管路的自然频率相等时,那么外界激励在沿管路传播时放大。
这在通常情况下总是要力求避免,但调制射流却要利用这一点产生管系共振射流。
但管系共振法有其自身的缺点,第一,设计的管路一般都较长,实际应用有困难;第二,在管系共振过程中,需要一个外激励源,而这个外激励源需由一个凸轮振荡器实现,该振荡器需做往复运动,这就使得提高射流喷射频率和压力变得相当困难。
这两个缺点的存在,影响了共振射流的应用。
3.1.2 自激振荡法7第2期刘小健:脉冲射流技术的原理及其应力特性研究8山 东 轻 工 业 学 院 学 报 第19卷自激振荡法是一种比较先进的调制方法。
其基本原理是利用流体的瞬变流动特性,设计合理的流动系统,使得流体中产生某频率的稳态的振荡。
最简单的自己振荡射流发生装置如图1所示。
高压水通过喷嘴产生一股稳定的高压水射流,射入Hemholtz谐振腔,由于真实流体的粘性作用,将与周围的流体发生动量交换。
流体因剪切流动而产生漩涡。
这种射流的与下游喷嘴的内边缘碰撞时会产生一定频率的压力波动而向上游方向反射传播。
如果系统的参数选取适当,那么压力波动幅度就会在剪切流场中放大,再经腔室上游边界反射后向下游传播。
如此循环。
上述过程构成了一个信号的发生、反馈、放大的封闭回路。
从而压力脉动的幅度越来越大,使得射流的喷射速度呈现宏观上的波动。
另外,还有许多常用的方法,如超声波法,喷嘴振动法等,因应用不是特别广泛,这里不作详细的介绍。
3.2 调制高频脉冲射流在冲击过程中的应力特性3.2.1 冲击面积和冲击力增大已有理论证明,经调制后有速度波动的连续射流在离开喷嘴一定距离后,当射流中的快速质点向前运动时,将推动前面的流体做径向运动,射流直径将变粗(存在晕轮现象),而快速质点的后面射流将发生颈缩。
也就是说,射流的直径将发生周期性的变化。
随着射流喷射距离的增加,这种现象越来越明显,最后射流在空气和表面张力等的作用下形成断裂。
由此看来,这种调制后的冲击射流的液珠横截面积比原来的射流截面积大得多,从而增加了施载的面积和总冲击力,因而在相同的压力和流量情况下,其冲蚀性能更强。
3.2.2 高频动载荷试验证明,高频冲击射流对目标表面产生的动载荷的频率远远超过20000次/秒,这种高频射流在冲射过程中,目标表面迅速受力,又迅速消除应力,使材料因疲劳和拉伸而被破坏。
这些过程使物料产生裂隙并快速扩展,最后破碎。
3.2.3 高冲击应力高频冲击射流对岩石的冲击往往在非常短的时间内便产生很大的压缩应力。
这种瞬时应力相当于要比连续射流的滞止压力大一个数量级的“水锤”压力,并且间断冲击能够有效地避免连续射流的“水垫”现象。
因此在相同压力下高频冲击射流的破岩能力大大提高,其比能耗大大降低。
3.2.4 高侧向应力因这种高频冲击射流与连续射流一样,在其直径范围内相对目标表面来说,有着较大的集束性,当射流冲击目标表面时,冲击点周围造成很高的侧向应力,使靶体受到较高的剪切而发生破裂。
4 结论大量的研究和试验表明,脉冲水射流较普通水射流对靶体有更大的冲击力,从而为人们破碎硬度大而脆性高的材料提供了一种有效、可行的方法;脉冲水射流的发生装置的性能及结构的合理性是脉冲水射流应用的关键。
参考文献:[1] M.A.巴拉霍纳G.等.高频冲击射流技术在地下采矿与巷道掘进中的应用[J].地下开采,1998,(3):26-30.[2] 常建勇.高效射流技术与小型水采模式[J ].水利采煤与管道运输,2001(4):6-9.[3] 崔谟慎.高压水射流技术[M].北京:煤炭工业出版社,1993,37-48.[4] T M orel.Expenrimental S tusy of jet driven Helmholtz osciuator.Journal of Fluid Engineering[J ].1979,101(9):383-390.The principle of pulse jet technology andits stress characteristic studyLIU Xiao -jian(School of Mechanical Engineering ,Shandong Institute of Light Industry ,Jinan 250100,China )Abstract :This paper introduces several kinds of principles of pulse jet technology ,discusses their advantages and disadvantages ,sums up the rules of pulse jet beating the target and analyses its stress characteristics.K ey w ords :pulse ;jet ;principle(上接第4页)Research on erosion of ceramic nozzles based ongas -solid tw o phase flow theory MAO Fu -sheng ,WANG Li ,FENG Yi -hua(School of Mechanical Engineering ,Shandong Institute of Light Industry ,Jinan 250100,China )Abstract :Based on gas -s olid tw o -phase flow theory and the phenomena and data results of exper 2iments on erosion wear ceramic nozzles ,the behavior and in fluence factors of ceramic nozzles ’erosion wear were investigated in order to provide theory support for anti -erosion design of ceramic nozzles.K ey w ords :ceramic nozzles ;gas -s olid tw o -phase flow ;erosion wear9第2期刘小健:脉冲射流技术的原理及其应力特性研究。