占凱 ， 張思*, 唐偉, 程蔭， 徐龍宇

(1.長(zhǎng)江大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院， 荊州 434023； 2.長(zhǎng)江大學(xué)機(jī)械結(jié)構(gòu)強(qiáng)度與振動(dòng)研究所， 荊州 434023)

高壓射流破巖技術(shù)已被廣泛應(yīng)用于地下工程、煤炭石油鉆井、瓦斯抽放以及隧道掘進(jìn)等工程領(lǐng)域，涉及流體力學(xué)、巖石破碎學(xué)、射流動(dòng)力學(xué)以及流固耦合的等多種學(xué)科，研究難度極大。目前，射流破巖技術(shù)遇到的問(wèn)題越來(lái)越多，設(shè)備成本居高不下，高壓力設(shè)備帶來(lái)的嚴(yán)重安全隱患，隨著井深的增加，地應(yīng)力變高，破巖效率極度降低，傳統(tǒng)水射流水資源消耗巨大，有違綠色環(huán)保的發(fā)展理念。為解決以上問(wèn)題，開(kāi)展射流破巖技術(shù)方面的研究是非常有必要的。

高壓水射流具有能量傳遞集中、無(wú)污染、無(wú)磨損以及工作介質(zhì)簡(jiǎn)單易獲取等優(yōu)點(diǎn)，設(shè)備自動(dòng)化程度高，體積小，便于操作和控制。倪紅堅(jiān)等[1]建立了高壓水射流動(dòng)載和靜載兩個(gè)不同階段的巖石損傷模型，模擬了巖石損傷的整個(gè)過(guò)程，將巖石損傷場(chǎng)耦合到無(wú)損傷應(yīng)力場(chǎng)，所得結(jié)果與實(shí)驗(yàn)相符。梁運(yùn)培[2]基于應(yīng)力波在巖石介質(zhì)中的傳播方程，建立了水射流沖擊動(dòng)載荷下的力學(xué)模型，得到了巖體中的應(yīng)力場(chǎng)隨時(shí)間變化規(guī)律。盡管高壓水射流的優(yōu)勢(shì)極為明顯，但想要提高其射流性能，必須使用更高壓力的設(shè)備，設(shè)備制造成本也越發(fā)增高，超高壓設(shè)備帶來(lái)的安全隱患也更加嚴(yán)重。為了解決這些問(wèn)題，一系列高壓射流相繼問(wèn)世。盧義玉等[3]對(duì)高壓空化水射流的巖石破碎能力進(jìn)行了一系列實(shí)驗(yàn)，探究了空蝕效果與泵壓、圍壓的變化關(guān)系；席寶濱等[4]利用高圍壓射流破巖模擬設(shè)備，進(jìn)行了風(fēng)琴管空化射流模擬實(shí)驗(yàn)，實(shí)驗(yàn)結(jié)果顯示，風(fēng)琴管空化射流可以有效提高鉆井速度?？栈淞鲗?duì)噴嘴的要求極高，無(wú)法定量控制氣相的生成，并且受溫度、巖層孔隙率的影響嚴(yán)重，在淹沒(méi)條件下，沖擊靶距更是極小。而脈沖射流和自激振蕩射流剛好在一定程度上彌補(bǔ)了這方便的不足，李曉紅等[5]開(kāi)展了振蕩射流在低透氣性煤層中動(dòng)力效應(yīng)的實(shí)驗(yàn)研究，結(jié)果顯示，自激振蕩射流能有效增加煤層透氣性。因?yàn)樽约ふ袷幧淞鞯墓逃蓄l率不同，壓力輸出響應(yīng)也不同，而固有頻率又主要是由噴嘴形狀決定，所以當(dāng)巖層硬度發(fā)生變化時(shí)，射流的固有頻率等參數(shù)調(diào)整極為不便，而設(shè)備能耗大，液壓損耗也大。

針對(duì)以上不足，直接將一定體積分?jǐn)?shù)的氣相引入純水射流，形成氣液兩相射流。由于空化射流空化生成的氣相不易控制，而氣液兩相流是將定量、可控的壓縮氣體混入高壓水射流中，提高射流沖蝕和破碎性能。同時(shí)，高壓的氣相能夠?qū)ι淞髌鸨Ｗo(hù)作用，相比介質(zhì)單一的射流具有更好的穩(wěn)定性[6]。因此，現(xiàn)將開(kāi)展氣液兩相流在破巖方面的研究，對(duì)氣液兩相射流的流場(chǎng)進(jìn)行仿真分析，研究其射流特性，以及射流參數(shù)對(duì)破巖效果的影響規(guī)律，推動(dòng)氣液兩相射流破巖技術(shù)的發(fā)展。

1 噴嘴結(jié)構(gòu)

1.1 氣液兩相射流工作原理及噴嘴結(jié)構(gòu)

入口通入混合好的高壓液相、氣相，兩相混合均勻，氣相體積分?jǐn)?shù)以及入口壓力可任意控制。噴嘴為風(fēng)琴管空化噴嘴，射流在噴嘴處會(huì)形成局部低壓區(qū)和負(fù)壓區(qū)，此區(qū)域內(nèi)發(fā)生空化效應(yīng)，但是空化量不大，產(chǎn)生的氣泡量與射流本身存在的氣泡量相比差距懸殊，因此本研究忽略噴嘴產(chǎn)生的空化效應(yīng)。射流自噴嘴噴射出時(shí)，氣泡由于內(nèi)外壓差的驅(qū)動(dòng)開(kāi)始膨脹，膨脹到一定程度，又會(huì)受制于表面張力的作用，氣泡開(kāi)始逐漸收縮，最后發(fā)生潰滅[7]。氣泡的潰滅并不是連續(xù)的，具有脈動(dòng)沖擊特性，而潰滅產(chǎn)生的潰滅微射流速度猛增，對(duì)流場(chǎng)流速提高有著巨大作用，同時(shí)射流可以看作被氣泡分隔開(kāi)的一段段小水柱，對(duì)靶面的沖擊也具有脈動(dòng)特性[7]。在整個(gè)過(guò)程中，氣泡的膨脹到潰滅需經(jīng)歷一定時(shí)間，也就是存在一個(gè)時(shí)間點(diǎn)，大部分氣泡會(huì)集中發(fā)生潰滅，產(chǎn)生巨大能量。氣液兩相射流噴嘴結(jié)構(gòu)示意圖如圖1所示，結(jié)構(gòu)參數(shù)如表1所示。

圖1 噴嘴結(jié)構(gòu)示意圖Fig.1 Structural diagram of nozzle

表1 噴嘴結(jié)構(gòu)尺寸Table 1 Nozzle structure dimensions

1.2 性能評(píng)價(jià)指標(biāo)

射流沖擊壓力雖然不能等同于巖石的破碎性能，但它仍是衡量巖石破碎性能的一個(gè)重要參數(shù)[8]。而真正決定巖石破碎性能的是射流沖擊動(dòng)壓，與速度的平方成正比，因此將靶面壓力和流場(chǎng)速度作為衡量射流破巖性能的兩個(gè)指標(biāo)。

被氣相分隔開(kāi)的液柱在沖擊巖體表面時(shí)形成局部水錘壓力，這種水錘壓力對(duì)巖體表面具有很強(qiáng)的沖擊破壞效果，持續(xù)時(shí)間極短，并且隨著速度的增大而增大，在巖體表面產(chǎn)生的局部水錘壓力表達(dá)式[9-10]為

(1)

式(1)中：v為射流速度，m/s；ρw、ρs分別為液相和巖體的密度，kg/m3；cw、cs為液相和巖體的聲速，m/s。一段液柱沖擊過(guò)后又會(huì)有新的液柱再次沖擊，每次沖擊都會(huì)在靶面上會(huì)產(chǎn)生水錘壓力，使射流具有脈動(dòng)特性，在靶面產(chǎn)生巨大的脈動(dòng)沖擊力。同時(shí)，射流中氣泡潰滅產(chǎn)生的微射流也具有連續(xù)性和脈動(dòng)特征，對(duì)巖體表面造成脈動(dòng)沖蝕破壞。

均相流兩相混合均勻、各向同性，考慮兩相之間存在擾動(dòng)產(chǎn)生的激波效應(yīng)。因氣液兩相屬于混合相，與單一的液相介質(zhì)相比，其擾動(dòng)波傳播速度較小[11]?？諝鈩?dòng)力學(xué)明確表示，當(dāng)下游子波波速大于上游子波波速，上下游子波會(huì)壓縮形成正激波，其波陣面為垂直于流動(dòng)方向的壓力階躍面[11]。由普朗特激波關(guān)系可推導(dǎo)出氣液兩相射流在激波前后的沖擊動(dòng)壓關(guān)系表達(dá)式[5]為

(2)

式(2)中：P1、P2為激波前后沖擊動(dòng)壓，MPa，φ、α、ρl、ρg、a′分別為速度系數(shù)、氣相體積分?jǐn)?shù)、液相密度、氣相密度、氣液兩相射流的湍流系數(shù)；cg為氣相聲速，m/s；w、R、T、K分別為容積比、氣體常數(shù)、截面平均溫度、均相流絕熱指數(shù)。從式(2)得知：氣液兩相射流沖擊動(dòng)壓與噴距S、初始?jí)毫0、氣相體積分?jǐn)?shù)α、噴嘴直徑D0成函數(shù)關(guān)系。因此本文中將選取噴距、初始?jí)毫σ约皻庀囿w積分?jǐn)?shù)3個(gè)因素對(duì)氣液兩相射流破巖性能參數(shù)的影響規(guī)律。

2 數(shù)值模擬

根據(jù)對(duì)氣液兩相流實(shí)際情況的檢測(cè)與鑒定，氣液兩相流任意橫截面上的氣液分布是均勻的，并且同一橫截面上的水滴、氣泡大小基本相同[8]。因此，可考慮將氣液兩相射流看作均相流動(dòng)模型，兩相介質(zhì)的流動(dòng)呈完全混合狀態(tài)，并假設(shè)兩相介質(zhì)具有完全相等的速度，無(wú)能量交換，充分考慮氣液兩相介質(zhì)之間的相互作用力[8]。所以將采用Mixture模型進(jìn)行數(shù)值模擬，該模型是一種簡(jiǎn)化的歐拉多相流模型，適用于兩相速度相同的均相流動(dòng)模型，重點(diǎn)考慮氣液兩相射流流場(chǎng)分布情況，簡(jiǎn)化單一氣泡的相界面和瞬態(tài)動(dòng)力學(xué)問(wèn)題，符合本文模擬需求。同時(shí)，設(shè)置水為液相，空氣為氣相，以及各相體積分?jǐn)?shù)。

2.1 物理建模及網(wǎng)格劃分

選取風(fēng)琴管?chē)娮熳鳛楸狙芯康哪M對(duì)象，建立氣液兩相射流物理模型。在純水射流中引入高壓氣相，其氣體體積分?jǐn)?shù)遠(yuǎn)大于空化產(chǎn)生的氣相，并且可以定量控制射流中的氣相體積分?jǐn)?shù)，因此本仿真暫未考慮空化產(chǎn)生的氣相。本文研究的是氣液兩相射流的破巖性能，所以設(shè)置巖體靶面為噴射壁面，設(shè)置噴射外流場(chǎng)圓柱面為出口；同時(shí)，簡(jiǎn)化管道長(zhǎng)度為100 mm，設(shè)置管道直徑為20 mm，噴嘴直徑為4 mm。對(duì)氣液兩相射流流體域進(jìn)行物理建模和網(wǎng)格劃分，流體內(nèi)部軸心區(qū)域網(wǎng)格作加密處理，提高計(jì)算精度，總網(wǎng)格數(shù)為185 989。如圖2所示。

圖2 網(wǎng)格模型Fig.2 Grid model

2.2 控制方程

以不可壓縮的液態(tài)水為主相、空氣為第二相的混合流體流動(dòng)滿足連續(xù)性方程、動(dòng)量方程、k-ε湍流模型[12-15]。

(1)連續(xù)性方程：

(3)

式(3)中：ρ為混合流體密度；u為速度矢量；t為時(shí)間。

(2)動(dòng)量方程：

(4)

式(4)中：p為壓力；μ為流體黏度；g為重力體積力；Fs為外部體積力。

(3)采用k-ε湍流模型,其中k、ε的方程為

(5)

(6)

式中：x為空間坐標(biāo)；k為湍動(dòng)能；ε為耗散率；σk為k的普朗特?cái)?shù)；Gk為平均速度梯度引起的湍動(dòng)能的產(chǎn)生項(xiàng)；μt=Cμρk2/ε，為湍動(dòng)黏度；C1ε、C2ε、Cμ以及σε為模型經(jīng)驗(yàn)常數(shù)。

2.3 網(wǎng)格無(wú)關(guān)性驗(yàn)證

為驗(yàn)證仿真準(zhǔn)確性，特作此網(wǎng)格無(wú)關(guān)性分析，探究了評(píng)價(jià)性能指標(biāo)隨網(wǎng)格數(shù)增加出現(xiàn)的變化趨勢(shì)，結(jié)果如圖3所示，可以明顯看出，當(dāng)網(wǎng)格數(shù)為82 074以上時(shí)，流場(chǎng)最大軸向速度穩(wěn)定在288 m/s，

圖3 最大軸向速度和駐點(diǎn)壓力隨網(wǎng)格數(shù)變化趨勢(shì)Fig.3 Variation trend of maximum axial velocity and stagnation point pressure with grid number

網(wǎng)格數(shù)繼續(xù)增加時(shí)，最大軸向速度保持不變，因此可以認(rèn)為當(dāng)網(wǎng)格數(shù)達(dá)到82 074時(shí)，流場(chǎng)最大速度基本準(zhǔn)確。而駐點(diǎn)壓力在網(wǎng)格數(shù)為115 278以下時(shí)波動(dòng)較大，受網(wǎng)格數(shù)量影響嚴(yán)重，當(dāng)網(wǎng)格數(shù)達(dá)到185 989時(shí)，駐點(diǎn)壓力逐漸趨于穩(wěn)定。在既確保計(jì)算結(jié)果的準(zhǔn)確性，又盡量減少計(jì)算成本的前提下，綜合考慮，此仿真將控制網(wǎng)格數(shù)在185 989以上。

3 模擬結(jié)果

3.1 氣液兩相射流相比純水射流

在30 MPa入口壓力下，純水射流的最大軸向速度為241 m/s，如圖4所示；氣相體積分?jǐn)?shù)為30%的氣液兩相射流的最大軸向速度為288 m/s，如圖5所示；比純水射流提高大約19%。在噴嘴段，射流中本身存在的氣泡與液相相互擠壓，導(dǎo)致射流橫截面減小，射流流速相應(yīng)增加；當(dāng)氣液兩相射流自噴嘴噴出時(shí)，由于壓差驅(qū)動(dòng)和氣泡表面張力的影響，射流中存在的氣泡會(huì)不斷潰滅，爆發(fā)出巨大沖擊力推動(dòng)微液滴流動(dòng)，形成大量高速微射流，大量高速微射流的疊加引起流場(chǎng)劇烈變化，對(duì)流場(chǎng)流速的增長(zhǎng)起促進(jìn)作用。

圖4 純水射流速度場(chǎng)和氣相體積分?jǐn)?shù)Fig.4 Velocity field and gas volume fraction of pure water jet

圖5 氣液兩相射流速度場(chǎng)和氣相體積分?jǐn)?shù)Fig.5 Velocity field and gas volume fraction of gas-liquid two-phase jet

3.2 氣液兩相射流流場(chǎng)分析

3.2.1 速度場(chǎng)

氣液兩相射流的速度場(chǎng)如圖6所示在管道內(nèi)流場(chǎng)段，流場(chǎng)流速幾乎不變，接近10 m/s。當(dāng)流體進(jìn)入收縮段，管道直徑變小，流體壓能開(kāi)始轉(zhuǎn)換為動(dòng)能，速度逐漸緩慢增加，變化不是非常明顯；當(dāng)射流進(jìn)入噴嘴段，流體管道直徑進(jìn)一步縮小，此時(shí)壓能幾乎全部轉(zhuǎn)換為動(dòng)能，流場(chǎng)速度迅速升高，最大軸向速度達(dá)到288 m/s，開(kāi)始出現(xiàn)“等速核”。在此過(guò)程中，流場(chǎng)中存在的氣泡在噴嘴外流場(chǎng)處發(fā)生潰滅，形成潰滅射流，對(duì)流場(chǎng)流速的進(jìn)一步增長(zhǎng)起到了關(guān)鍵性作用。當(dāng)射流不斷沖出，直到接觸靶面時(shí)，由于靶面的阻擋，流場(chǎng)速度開(kāi)始斷崖式衰減，此時(shí)射流動(dòng)能幾乎全部轉(zhuǎn)換為壓能，速度衰減至0，與伯努利原理相一致。

圖6 氣液兩相射流速度場(chǎng)云圖Fig.6 Cloud diagram of gas-liquid two-phase jet velocity field

3.2.2 壓力場(chǎng)

氣液兩相射流流場(chǎng)壓力分布如圖7所示，流場(chǎng)內(nèi)流管道區(qū)域內(nèi)壓力幾乎不變，并接近入口壓力，進(jìn)入收縮段時(shí)，壓力也幾乎不變；但是，當(dāng)射流靠近噴嘴段時(shí)，壓能開(kāi)始轉(zhuǎn)換為動(dòng)能，壓力迅速降低；隨著流體進(jìn)入外流場(chǎng)，氣泡開(kāi)始發(fā)生潰滅，但外流場(chǎng)與出口相連，壓力接近大氣壓；當(dāng)射流開(kāi)始沖擊靶面時(shí)，流體動(dòng)能幾乎全部轉(zhuǎn)化為壓能，靶面壓力急劇上升，氣泡的潰滅也會(huì)加速微射流的運(yùn)動(dòng)，提高射流動(dòng)能，在沖擊靶面時(shí)轉(zhuǎn)化為壓能，提高靶面壓力。靶面壓力如圖8所示，駐點(diǎn)壓力最大，可達(dá)13.5 MPa，周?chē)鷫毫ρ貜较蛑饾u降低。

圖7 氣液兩相射流壓力云圖Fig.7 Pressure nephogram of gas-liquid two-phase jet

圖8 噴射靶面壓力云圖Fig.8 Pressure nephogram of jet target surface

4 影響因素分析

4.1 氣相體積分?jǐn)?shù)影響分析

入射壓力為30 MPa，并且其他參數(shù)保持不變時(shí)，氣液兩相射流流場(chǎng)軸向速度隨氣相體積分?jǐn)?shù)變化規(guī)律如圖9所示，管道段壓力接近入射壓力，射流速度小，射流進(jìn)入收縮段時(shí)，速度開(kāi)始逐漸上升，當(dāng)射流進(jìn)入噴嘴段時(shí)，壓力能開(kāi)始轉(zhuǎn)化為動(dòng)能，速度陡增，并形成一段等速核，隨后射流沖擊在靶面上，速度衰減至0。隨著氣相體積分?jǐn)?shù)的增大，射流在噴射流場(chǎng)的速度不斷升高。氣相體積分?jǐn)?shù)加大，流場(chǎng)氣泡增多，噴嘴段橫截面積減小，對(duì)射流軸向速度的升高也起著關(guān)鍵性作用。而隨著氣相體積分?jǐn)?shù)的增加，射流流場(chǎng)其他位置均無(wú)明顯變化，等速核長(zhǎng)度也基本不變。

在噴距為40 mm時(shí)，氣液兩相射流噴射靶面壓力隨氣相體積分?jǐn)?shù)變化如圖10所示，氣相體積分?jǐn)?shù)增大，靶面駐點(diǎn)壓力略有減小。隨氣相體積分?jǐn)?shù)的增加，射流中的氣相在噴嘴處開(kāi)始向外逐漸擴(kuò)散，導(dǎo)致射流不集中，對(duì)靶面沖擊減小，靶面壓力降低。

圖9 不同氣相體積分?jǐn)?shù)下的流場(chǎng)速度變化規(guī)律Fig.9 Variation law of flow field velocity under different gas phase volume fraction

圖10 不同體積分?jǐn)?shù)下的靶面壓力變化規(guī)律Fig.10 Variation law of target surface pressure under different volume fraction

綜上，隨氣相體積分?jǐn)?shù)增大，流場(chǎng)最大軸向速度和靶面駐點(diǎn)壓力的變化規(guī)律如圖11所示，流場(chǎng)最大速度不斷增加，但增加幅度略有下降；而靶面駐點(diǎn)壓力隨氣相體積分?jǐn)?shù)增加而緩慢下降，故其破巖性能應(yīng)結(jié)合實(shí)際情況而定。

圖11 流場(chǎng)最大軸向速度和駐點(diǎn)壓力 隨氣相體積分?jǐn)?shù)的變化規(guī)律Fig.11 Variation law of maximum axial velocity and stagnation point pressure of flow field with gas phase volume fraction

4.2 入射壓力影響分析

保持氣相體積分?jǐn)?shù)為30%，噴距為40 mm不變，在不同入射壓力下，流場(chǎng)速度變化規(guī)律如圖12所示，隨入射壓力增加，管道段流場(chǎng)流速稍有提升，在噴嘴段開(kāi)始呈斷崖式上升，等速核長(zhǎng)度略有增大。入射壓力越大，射流能量越高，在噴嘴處由壓能轉(zhuǎn)化成的動(dòng)能也越大，當(dāng)入射壓力達(dá)到40 MPa時(shí)，流場(chǎng)最大軸向速度提升至333 m/s，相比10 MPa入射壓力下的最大軸向速度提高超過(guò)100%。

隨入射壓力的增加，流場(chǎng)最大軸向速度和靶面駐點(diǎn)壓力變化規(guī)律如圖13所示，流場(chǎng)最大軸向速度雖然在不斷增大，但增大幅度卻呈下降趨勢(shì)，由入射壓力增加帶來(lái)的增速收益也逐漸減?。欢忻骜v點(diǎn)壓力也同樣不斷增長(zhǎng)，且增長(zhǎng)速度較快。若不考慮壓力成本，盡可能增大入射壓力，以提高氣液兩相射流的最大軸向速度和駐點(diǎn)壓力，獲得更好射流破巖性能。

4.3 噴距影響分析

當(dāng)氣相體積分?jǐn)?shù)為30%、入射壓力為30 MPa時(shí)，在不同噴距下，靶面壓力分布曲線如圖14所示，射流由噴嘴射出，在接觸靶面時(shí)，射流動(dòng)能全部轉(zhuǎn)化為壓能，射流中心部位較為集中，而表層則向外擴(kuò)散，因此靶面駐點(diǎn)壓力最高，周?chē)鷫毫ρ貜较蚍较蜓杆偎p，接近出口處壓力為0。靶面駐點(diǎn)壓力隨噴距變化規(guī)律如圖15所示，噴距為20 mm時(shí)，靶面駐點(diǎn)壓力可達(dá)28.1 MPa，此時(shí)射流剛出噴嘴，表層射流向外擴(kuò)散較少，射流撞擊靶面后產(chǎn)生回流對(duì)后續(xù)射流沖擊造成巨大阻礙，駐點(diǎn)壓力雖高，但射流能量釋放不全，無(wú)法達(dá)到最佳破巖性能；當(dāng)噴距繼續(xù)增加至30 mm時(shí)，射流向外擴(kuò)散劇烈，能量損失較多，靶面駐點(diǎn)壓力大幅度下滑，當(dāng)噴距繼續(xù)增加到35 mm時(shí)，靶面駐點(diǎn)壓力又上升至26 MPa，這是因?yàn)樯淞髦写嬖诘母邏簹馀莅l(fā)生潰滅是需要一定的發(fā)育時(shí)間，當(dāng)噴距為35 mm時(shí)，射流中的大部分氣泡在與靶面相接觸時(shí)剛好發(fā)生潰滅，產(chǎn)生的脈動(dòng)沖擊和潰滅微射流使靶面壓力陡增，因此靶面駐點(diǎn)壓力也隨之增高；當(dāng)噴距繼續(xù)增加至40 mm時(shí)，大部分氣泡已完成潰滅，靶面壓力僅由動(dòng)能轉(zhuǎn)化，同時(shí)射流擴(kuò)散進(jìn)一步加重，能量損失嚴(yán)重，駐點(diǎn)壓力迅速衰減。故在靶距為35 mm時(shí)，射流較為集中，靶面壓力高，故破巖性能良好。

圖12 不同入射壓力下流場(chǎng)軸向速度變化規(guī)律Fig.12 Variation law of axial velocity of flow field under different incident pressure

圖13 流場(chǎng)最大軸向速度和駐點(diǎn)壓力 隨入射壓力變化規(guī)律Fig.13 Variation of maximum axial velocity and stagnation pressure of flow field with incident pressure

圖14 不同噴距下的靶面壓力分布曲線Fig.14 Pressure distribution curve of target surface under different spray distance

圖15 靶面駐點(diǎn)壓力隨噴距變化規(guī)律Fig.15 Variation law of stagnation point pressure on target surface with jet distance

5 結(jié)論

針對(duì)風(fēng)琴管?chē)娮欤ㄟ^(guò)數(shù)值仿真對(duì)氣液兩相射流的射流特性進(jìn)行了詳細(xì)分析，并探究了氣相體積分?jǐn)?shù)、入射壓力及噴距3個(gè)因素對(duì)氣液兩相射流破巖性能參數(shù)的影響規(guī)律，得出以下結(jié)論。

(1)入射壓力為30 MPa，氣相體積分?jǐn)?shù)為30%的氣液兩相射流最大軸向速度為288 m/s，相比純水射流提高19%，高壓氣相的引入使得射流中的氣、液兩相相互擠壓，射流在噴嘴處的橫截面積減小，進(jìn)一步導(dǎo)致氣液兩相射流速度增加。

(2)氣液兩相射流在管道段壓力接近入射壓力，射流能量存在形式以壓力能為主，速度較??；當(dāng)射流進(jìn)入收縮段時(shí)，壓力能開(kāi)始轉(zhuǎn)化為動(dòng)能，速度開(kāi)始增加；射流繼續(xù)進(jìn)入噴嘴段時(shí)，壓力能幾乎全部轉(zhuǎn)化為動(dòng)能，速度達(dá)到最大；最后射流沖擊靶面時(shí)，射流動(dòng)能轉(zhuǎn)化為壓力能，此時(shí)靶面壓力升高，而速度衰減至0。

(3)隨入射壓力的增加，氣液兩相射流的最大軸向速度和駐點(diǎn)壓力均不斷上升，若不計(jì)壓力成本，可盡量增大入射壓力，使射流最大軸向速度和駐點(diǎn)壓力進(jìn)一步提高。

(4)隨噴距增加，射流能量損失嚴(yán)重，靶面駐點(diǎn)壓力急劇下降，當(dāng)噴距為35 mm時(shí)，由于氣泡的潰滅對(duì)靶面造成脈動(dòng)沖擊，靶面駐點(diǎn)壓力回升到26 MPa，此時(shí)射流較為集中，靶面沖擊壓力大，破巖性能良好。