本文建立了非粘性圓射流噴射進(jìn)入不可壓縮軸向氣流中碎裂過(guò)程的非線性物理模型。推導(dǎo)得到非線性量綱一化的連續(xù)性控制方程、運(yùn)動(dòng)學(xué)和動(dòng)力學(xué)邊界條件,進(jìn)而推導(dǎo)出了二級(jí)波正對(duì)稱波形（圓射流多為正對(duì)稱波形）顯式復(fù)數(shù)型圓頻率和表面波振幅解表達(dá)式。繪制出了一級(jí)、二級(jí)波的波形圖,以及一級(jí)、二級(jí)波的波形和波峰疊加波形圖。結(jié)果表明:（1）由于雙曲余弦函數(shù)cosh的縱坐標(biāo)對(duì)稱性,表面波增長(zhǎng)率的正負(fù)對(duì)數(shù)值計(jì)算結(jié)果沒(méi)有影響。（2）在輸入?yún)?shù)相同和液體粘度不高的條件下,非線性的顯式增長(zhǎng)項(xiàng)參數(shù)-支配表面波增長(zhǎng)率（?）_i1-dom、波動(dòng)項(xiàng)參數(shù)-支配（?）_{r 1-dom}、支配波數(shù)k_1-dom的數(shù)值計(jì)算結(jié)果依據(jù)Gaster變換后與線性的隱式時(shí)間模式（Temporal）色散準(zhǔn)則關(guān)系式要經(jīng)過(guò)Muller方法數(shù)值求解的計(jì)算結(jié)果幾乎完全相同,可以替代,使計(jì)算過(guò)程大為簡(jiǎn)化。（3）二級(jí)波的振幅較小,并隨著時(shí)刻t的延長(zhǎng)而增大。（4）一級(jí)波就會(huì)導(dǎo)致圓射流碎裂,由于二級(jí)波振幅與一級(jí)波的相比太小,疊加后對(duì)碎裂時(shí)間和碎裂長(zhǎng)度幾乎沒(méi)有影響。因此,一級(jí)波將主導(dǎo)圓射流的碎裂,而二級(jí)波只是對(duì)圓...

【文章頁(yè)數(shù)】：115 頁(yè)

【學(xué)位級(jí)別】：碩士

【部分圖文】：

圖1.1三級(jí)表面波的波形疊加

波劃分為三個(gè)不穩(wěn)定區(qū)。每一級(jí)的初始擾動(dòng)振幅各不相同；圖1.2所示為三級(jí)表的另一種疊加方式的示意圖，之所以提出這種疊加方式是基于對(duì)實(shí)際噴霧圖像的結(jié)果[26]。二級(jí)表面波附著在一級(jí)表面波的波峰連接線之上，而三級(jí)表面波又附二級(jí)表面波的波峰連接線之上，簡(jiǎn)稱波峰疊加。

圖1.2三級(jí)表面波的波峰疊加在圓射流多級(jí)表面波非線性穩(wěn)定性理論研究中，一級(jí)、二級(jí)和三級(jí)表面波振幅的

波劃分為三個(gè)不穩(wěn)定區(qū)。每一級(jí)的初始擾動(dòng)振幅各不相同；圖1.2所示為三級(jí)表的另一種疊加方式的示意圖，之所以提出這種疊加方式是基于對(duì)實(shí)際噴霧圖像的結(jié)果[26]。二級(jí)表面波附著在一級(jí)表面波的波峰連接線之上，而三級(jí)表面波又附二級(jí)表面波的波峰連接線之上，簡(jiǎn)稱波峰疊加。

圖2.1圓柱液體表面波液流被看作是牛頓流體，并且質(zhì)量力忽略不計(jì)，這是由于對(duì)于實(shí)際的噴霧應(yīng)用來(lái)

示為圓射流表面波的示意圖�？紤]一個(gè)三維柱坐標(biāo)圓柱液體，，沿射流半徑方向?yàn)閞軸。未經(jīng)擾動(dòng)的初始半徑為a，密度為l，以壓力lP，速度lU，噴射進(jìn)入密度為g，背壓為gP，速度

圖3.1圓射流的瑞利波

即z向的是瑞利波（圖3.1），沿射流旋轉(zhuǎn)方向的是泰僅研究瑞利波。在這種情況下，沿向是一個(gè)半徑為（a）所示。其中：圓面a+為波峰面，圓面a為沿射流旋轉(zhuǎn)方向的是一個(gè)波峰為a+、波谷為a。本文僅研究瑞利波。

本文編號(hào)：4025570