Уравнение распыления Вильямса - Williams spray equation

В горение, то Уравнение распыления Вильямса, также известный как Уравнение Вильямса – Больцмана, описывает статистическую эволюцию брызг, содержащихся в другой жидкости, аналогично Уравнение Больцмана для молекул, названных в честь Форман А. Уильямс, который вывел уравнение в 1958 г.^[1][2]

Математическое описание^[3]

Предполагается, что распылители имеют сферическую форму с радиусом ${\displaystyle r}$, даже если предположение справедливо для твердых частиц (жидких капель), когда их форма не влияет на горение. Чтобы капли жидкости были почти сферическими, распылитель должен быть разбавлен (общий объем, занимаемый распылителями, намного меньше объема газа) и Число Вебера ${\displaystyle We=2r\rho _{g}|\mathbf {v} -\mathbf {u} |^{2}/\sigma }$, куда ${\displaystyle \rho _{g}}$ - плотность газа, ${\displaystyle \mathbf {v} }$ - скорость капли брызг, ${\displaystyle \mathbf {u} }$ - скорость газа и ${\displaystyle \sigma }$ - поверхностное натяжение распыляемой жидкости, должно быть ${\displaystyle We\ll 10}$.

Уравнение описывается функцией плотности числа ${\displaystyle f_{j}(r,\mathbf {x} ,\mathbf {v} ,T,t)\,dr\,d\mathbf {x} \,d\mathbf {v} \,dT}$, который представляет собой вероятное количество распыленных частиц (капель) химических веществ ${\displaystyle j}$ (из ${\displaystyle M}$ всего видов), которые можно найти с радиусами между ${\displaystyle r}$ и ${\displaystyle r+dr}$, расположенный в пространственном диапазоне между ${\displaystyle \mathbf {x} }$ и ${\displaystyle \mathbf {x} +d\mathbf {x} }$, движущиеся со скоростью между ${\displaystyle \mathbf {v} }$ и ${\displaystyle \mathbf {v} +d\mathbf {v} }$, имея промежуточную температуру ${\displaystyle T}$ и ${\displaystyle T+dT}$ вовремя ${\displaystyle t}$. Тогда уравнение распыления для эволюции этой функции плотности имеет вид

${\displaystyle {\frac {\partial f_{j}}{\partial t}}+\nabla _{x}\cdot (\mathbf {v} f_{j})+\nabla _{v}\cdot (F_{j}f_{j})=-{\frac {\partial }{\partial r}}(R_{j}f_{j})-{\frac {\partial }{\partial T}}(E_{j}f_{j})+Q_{j}+\Gamma _{j},\quad j=1,2,\ldots ,M.}$

куда

${\displaystyle F_{j}=\left({\frac {d\mathbf {v} }{dt}}\right)_{j}}$ сила на единицу массы, действующая на ${\displaystyle j^{\text{th}}}$ вид спрея (ускорение применяется к спреям),

${\displaystyle R_{j}=\left({\frac {dr}{dt}}\right)_{j}}$ скорость изменения размера ${\displaystyle j^{\text{th}}}$ видовой спрей,

${\displaystyle E_{j}=\left({\frac {dT}{dt}}\right)_{j}}$ скорость изменения температуры ${\displaystyle j^{\text{th}}}$ разбрызгивание видов за счет теплопередачи,^[4]

${\displaystyle Q_{j}}$ - скорость изменения функции плотности числа ${\displaystyle j^{\text{th}}}$ распыление частиц из-за зародышеобразования, распада жидкости и т. д.,

${\displaystyle \Gamma _{j}}$ - скорость изменения функции плотности числа ${\displaystyle j^{\text{th}}}$ виды брызг из-за столкновения с другими частицами брызг.

Упрощенная модель ЖРД

Эта модель ракетного двигателя была разработана Пробертом,^[5] Уильямс^[1][6] и Танасава.^[7][8] Разумно пренебречь ${\displaystyle Q_{j},\ \Gamma _{j}}$, для расстояний, не очень близких к распылительному распылителю, где происходит большая часть сгорания. Рассмотрим одномерный жидкостный ракетный двигатель, расположенный на ${\displaystyle x=0}$, где распыляется топливо. Пренебрегая ${\displaystyle E_{j}}$(функция плотности определяется без температуры, поэтому размеры ${\displaystyle f_{j}}$ изменения) и из-за того, что средний поток параллелен ${\displaystyle x}$ ось, уравнение устойчивого распыления сводится к

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial r}}(R_{j}f_{j})+{\frac {\partial }{\partial x}}(u_{j}f_{j})+{\frac {\partial }{\partial u_{j}}}(F_{j}f_{j})=0}$

куда ${\displaystyle u_{j}}$ скорость в ${\displaystyle x}$ направление. Интегрирование по скоростным результатам

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial r}}\left(\int R_{j}f_{j}\,du_{j}\right)+{\frac {\partial }{\partial x}}\left(\int u_{j}f_{j}\,du_{j}\right)+[F_{j}f_{j}]_{0}^{\infty }=0}$

Вклад последнего члена (член ускорения распыления) становится нулевым (используя Теорема расходимости ) поскольку ${\displaystyle f_{j}\rightarrow 0}$ когда ${\displaystyle u}$ очень большой, что обычно имеет место в ракетных двигателях. Скорость падения ${\displaystyle R_{j}}$ хорошо моделируется с использованием механизмов испарения как

${\displaystyle R_{j}=-{\frac {\chi _{j}}{r^{k_{j}}}},\quad \chi _{j}\geq 0,\quad 0\leq k_{j}\leq 1}$

куда ${\displaystyle \chi _{j}}$ не зависит от ${\displaystyle r}$, но может зависеть от окружающего газа. Определение количества капель в единице объема на единицу радиуса и средних количеств, усредненных по скоростям,

${\displaystyle G_{j}=\int f_{j}\,du_{j},\quad {\bar {R}}_{j}={\frac {\int R_{j}f_{j}\,du_{j}}{G_{j}}},\quad {\bar {u}}_{j}={\frac {\int u_{j}f_{j}\,du_{j}}{G_{j}}}}$

уравнение становится

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial r}}({\bar {R}}_{j}G_{j})+{\frac {\partial }{\partial x}}({\bar {u}}_{j}G_{j})=0.}$

Если предположить, что ${\displaystyle {\bar {u}}_{j}}$ не зависит от ${\displaystyle r}$, а с преобразованной координатой

${\displaystyle \eta _{j}=\left[r^{k_{j}+1}+(k_{j}+1)\int _{0}^{x}{\frac {\chi _{j}}{{\bar {u}}_{j}}}\,dx\right]^{1/(k_{j}+1)}}$

Если камера сгорания имеет переменную площадь поперечного сечения ${\displaystyle A(x)}$, известная функция для ${\displaystyle x>0}$ и с площадью ${\displaystyle A_{o}}$ в месте распыления, тогда решение имеет вид

${\displaystyle G_{j}(\eta _{j})=G_{j,o}(\eta _{j}){\frac {A_{o}{\bar {u}}_{j,o}}{A{\bar {u}}_{j}}}\left({\frac {r}{\eta _{j}}}\right)^{k_{j}}}$.

куда ${\displaystyle G_{j,0}=G_{j}(r,0),\ {\bar {u}}_{j,0}={\bar {u}}_{j}(x=0)}$ - числовое распределение и средняя скорость при ${\displaystyle x=0}$ соответственно.

Смотрите также

• Уравнение Больцмана
• Спрей (жидкая капля)
• Жидкостная ракета
• Уравнение коагуляции Смолуховского

Рекомендации

1. Уильямс, Ф.А. (1958). «Распылительное сжигание и распыление». Физика жидкостей. Издательство AIP. 1 (6): 541. Bibcode:1958ФФл .... 1..541Вт. Дои:10.1063/1.1724379. ISSN  0031-9171.
2. Уильямс, Ф.А. (1961). «Прогресс в анализе горения распылением». Симпозиум (международный) по горению. Elsevier BV. 8 (1): 50–69. Дои:10.1016 / s0082-0784 (06) 80487-x. ISSN  0082-0784.
3. Уильямс, Ф.А. (1985). Теория горения: фундаментальная теория химически реагирующих потоковых систем. Редвуд-Сити, Калифорния: Addison / Wesley Pub. Co. ISBN  978-0-201-40777-8. OCLC  26785266.
4. Emre, O .; Kah, D .; Джей, Стефан; Tran, Q.-H .; Velghe, A .; de Chaisemartin, S .; Fox, R.O .; Laurent, F .; Массот, М. (2015). "Моментные методы Эйлера для автомобильных спреев" (PDF). Распыление и распыление. Begell House. 25 (3): 189–254. Дои:10.1615 / атомизспр.2015011204. ISSN  1044-5110.
5. Проберт, Р. П. (1946). «XV. Влияние размера и распределения частиц спрея при сгорании капель масла». Лондонский, Эдинбургский и Дублинский философский журнал и научный журнал. Informa UK Limited. 37 (265): 94–105. Дои:10.1080/14786444608561330. ISSN  1941-5982.
6. Уильямс, Ф. А. «Введение в аналитические модели высокочастотной нестабильности горения». Восьмой симпозиум (международный) по горению. Уильямс и Уилкинс. 1962 г.
7. Танасава Ю. «О скорости сгорания группы топливных частиц, впрыскиваемых через вихревое сопло». Отчеты о технологиях Университета Тохоку 18 (1954): 195–208.
8. ТАНАСАВА, Ясуси; ТЕСИМА, Тунео (1958). «К теории скорости горения брызг жидкого топлива». Бюллетень JSME. 1 (1): 36–41. Дои:10.1299 / jsme1958.1.36. ISSN  1881-1426.