非浮力射流与波浪相互作用的实验研究外文翻译资料

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非浮力射流与波浪相互作用的实验研究

米歇尔·莫莎

摘要：本文介绍了在停滞环境中垂直的湍流非浮力射流与在一规则波浪流场中的同一射流的实验结果。实验在波道中进行，射流速度的测定采用双散射光束双组分光纤LDA系统。两个速度分量将同时被采样到波区域水表的电阻探针中，该传感器被放置在穿过LDA系统测量点的波道的横截面中。实验还包括了射流在静止环境中的流体力学特性和相同射流在规则波浪场中不同时期的流体力学特性的比较研究。根据实验中两个案例之间的差异，分析了其特征。

关于波浪环境中的射流，研究证实了从喷嘴开始的以下三个不同区域存在射流与波浪的相互作用：（1）射流动量主导波动动量的发射区域;（2）大量环境流体受射流吸引机制影响，随后被其捕获的射流成熟区域（3）上述两个区域之间的过渡区域。虽然一些文献已经证实了这些区域的存在，但它们的机制仍然缺乏实验研究。本文将展示通过实验发现的这些流域的不同点，还提出了流域扩展定义的新标准。

关键字：射流；非浮力射流；波浪；射流-波浪相互作用；LDA测量方法。

1.简介

环境问题近年来越来越受到关注。引起特别关注并仍待研究的问题之一是废水海洋排放。虽然有一些关于非浮力射流和浮力射流及其与流相互作用的文献，但是很少有研究涉及射流与波浪的相互作用。大多数研究强调了波流在扩散过程中的重要性（Chin，1987），以及通过实验研究射流与波浪相互作用的动力学问题，并建立有效数学模型的必要性（Chin，1988）。

虽然静止周围环境的研究很有意思，但它们几乎不存在于波浪、潮流经常出现的真正沿海环境问题中。因此，不能不考虑周围环境来分析射流，这种情况只存在与静止周围环中，特别是射流与波浪的相互作用的仍然缺乏实验研究结果。在本文中可以看到的是，射流与波浪场的相互作用并不会在任何地方都产生同样的影响，但是一切都受到波浪场运动和射流的影响（两者之间的相互作用同样受到射流喷嘴离底部的距离影响）。即使波浪环境中存在不同的射流区域在文献中也同样有所涉及，其中的重大差异值得描述。本文解决了这些问题并展示了湍流非浮力射流在静止周围环境中和波浪场存在条件下排放的实验结果，以便比较两种情况下并实验分析不同的流域中射流的运动特征。

2.理论背景简述

如上所述，一些关于射流在静止周围环境中的排放的理论和实验研究已经有所进展（Rajaratnam，1976; Jirka and Harleman，1979; Papanicolaou and List，1988）。 理论模型来源于由Morton等人提出的积分解（1956），其研究是基于质能守恒方程方程在某些情况下的情况。 所提出的解决方案是基于一个可以确定周围流体特性的参数（Atkinson和Wolcott，1990）。

虽然有关射流及其与潮流相互作用的文献研究有很多，但是与波浪相互作用的研究很少，而且大多数文献强调了波流在扩散过程中的重要性（Shuto和Ti，1974; Peregrine，1976; Ger，1979; IsmailandWiegel，1983; Chin，1987; YoonandLiu，1990; Calabrese和Di Natale，1994; Chyan和Hwung，1993; Koole和Swan，1994; Mossa，1996; Mossa和Petrillo，1997; Wu etal。，1998; LamandXia，2001）以及通过实验方法研究射流与波浪相互作用的动力学问题，并建立有效数学模型的必要性。

特别地，Chyan和Hwung（1993）指出，对波流场的运动特性的了解仍然不足，导致他们使用物理模型进行实验。他们开展了在波浪环境中中的速度组分和非浮力射流的浓度相结合的LDA和LIF系统的实验研究。使用流动波形，他们确定了射流-波浪相互作用的三个区域：（1）偏转区域，（2）过渡区域（3）射流成熟区域。Chyan和Hwung（1993）指出，射流周期性偏转的过程允许外部环境中的大量水向射流倒入。这种被称为“波牵引机制”的机制增加了流体的陷入，从而改善了稀释过程。Sharp（1986）指出，纵向速度分量曲线在一些射流截面中存在双峰（所谓的“哑铃效应”，例如排放到潮汐河口中的污水）。流域的特性仍然缺乏实验结果。正如之前所指出的，这是本研究的主要动机，需要提出一个对流域地区延伸定义的标准。

Koole and Swan（1994）分析了二维非浮力射流在规则波浪流域中的分散情况。他们提出了速度特性，湍流速度分量的标准偏差和雷诺剪切应力。湍流速度分量通过瞬时值减去根据艾里理论求得的时间平均速度和波动的理论速度得到。在本文中，在分析了射流与规则波浪作用的情况下，通过相位平均测量信号来评估波浪流量，波长为大约一百个波。Ting和Kirby（1996）的研究在这方面特别有意义，因为他们同样使用了这个程序。值得强调的是，在靠近射流与波浪相互作用的近场分析中，其时间尺度与大涡的时间尺度相当，而且不能忽视射流湍流分量与湍流和外部流场的振荡分量之间的相互作用。

Calabrese和Di Natale（1994）分析了垂直射流在驻波场的中的扩散作用，注意到在射流轴线与节点部分（仅由水平波速分量表示）的情况下，速度缓慢增加，射流传播率大于在静止环境中排放的同一射流。

控制方程由N-S方程导出，在波周期T内平均化（以笛卡尔张量符号表示）：

(1)

其中所有物理量都被分解成稳定的平均流量分量，由于波动（振荡分量）的统计贡献和湍流的波动分量引起的波动分量（如Hussain和Reynolds，1970; Ting和Kirby，1996）。因此，速度的分量可以表示如下：

其中角括号lt;gt;表示运算符取整体平均值，波浪号表示由于波（或振荡分量）引起的波动，主符号表示湍流波动，大写字母或大写表示稳定的平均流量（时间平均分量）此外，t是时间，rho;是水密度，是克罗内克函数，P是水动力压力，mu;是动态粘度，（= 1,2,3）是笛卡尔框架的坐标。

3.实验设置

实验在巴里技术大学（意大利）国家环境工程部水科工程科的一个水槽中进行，水槽道长约45米，宽1米，墙壁由1.2米高的水晶玻璃板制成，中心距离有0.44米的铁框架支撑，可以放置用于测量波形的电阻探头。在测试期间，扇板附近的平均水深h = 0.8m。 造波系统通过电动阀驱动机构进行旋转平移运动，并由过程计算机控制。 Fig.1显示了水槽的结构。

通过使用后向散射，双散射光束双组分光纤LDA系统测量速度场。A5W水冷氩离子激光器，透射器，85mm探针（焦距310mm，光束间距60mm）和Dantec 58N40FVA增强信号处理器同样被使用。 速度测量的精度为plusmn;2％。 通过吉时利Metrabyte模型DAS 50/4的A / D板，激光多普勒数据可以与来自四个换能器的多达四个12位的辅助输入通道相关联。 因此，对于射流-波浪相互作用，测量系统允许我们通过使用放置在穿过激光测量体积的通道的横截面中的电阻探头数据同时作为速度分量，来评估波形图，整个系统由过程计算机辅助完成。

垂直非浮力射流从直径D = 2.01mm的喷嘴引入，体积流量Q=22.22/s，排出速度= 6.42m / s，雷诺数基于喷嘴直径Re = 13,482 。圆形喷嘴距离造波机约11m，距离通道底部16.7cm。在通道中产生了规则波段，其特征是每个配置的时间分别为2.00s，1.43s和1.00s。 表1显示了波浪高度（H），波长（L），周期（T），H / L和h / L参数，相对于进行速度测量的波动配置。水槽中的波浪可以用Stokes II理论根据经典的LeMrsquo;hautrsquo;（1969）描述。表1还显示了动量流M = Q，排放几何尺度 = Q/，水槽底部的最大水平速度（根据Airy理论），并且测量射流东流所需距离的克赌场赌在波动势的数量级之上。如Fig.1所示，水槽一端放置倾斜的沙堤，将反射系数降低到不大于9％。对于每个配置，我们测量了垂直速度分量（ = v，即沿着喷射轴z的速度分量，传统上已经确定为正向上），并且水平（=nu;，垂直于z的速度分量，从扇板朝向岸边）在通过喷嘴的通道的纵向部分的点处。在穿过喷嘴的通道的纵向部分的点处。 因此，每个喷嘴横截面与喷嘴的距离为z，每个测量点距离喷射轴的距离为x 因此，每个射流横截面与喷嘴的距离为z，并且每个测量点距喷射距离的距离。进行测量的射流的横截面为5,10,60,110,160,210和260mm，从表1中的配置2和3的观察结果，除了在表1中的配置2和3之外，进行测量的横截面软喷射器是喷嘴的5,10,60,110,160,210和260mm，其中测量在第5节中进行 ，60和110mm。对于一些射流横截面，在两侧进行了速度测量，以验证流体相对于射流轴的对称和反对称条件。

本研究的射流在运动波浪场发出，在床附近有一个明显的运动。 此外，它是明显的表面波动，特别是在浅的排水口（Sharp，1986）。 事实上，由于波浪通常是普遍的条件，因此将其效果纳入出口设计可能会起到特别的作用。 表2显示了在评估测量深度的水平与垂直波速之比（根据艾里理论，按书面通常用作大小）。

本实验中射流在运动波浪场发出，在床附近有一个明显的运动。 此外，很明显地，表面波特别是在浅层排水口中引入了它们的作用（Sharp，1986）。 事实上，由于波浪通常是普遍的条件，因此将其效果归结为出口设计可能会起到特别的作用。 表2显示测量深度的水平与垂直波速之比（根据艾里理论，通常用作幅度）。

罗丹明B彩色射流在水道中喷射，以获得流场的视觉分析。通过用于慢速分析的摄像机和录像机，可以让我们直接观察射流在静止环境和波浪环境中分散情况的宏观差异。

4.实验结果

4.1图片分析

Fig.2(a)-(e)是指喷嘴体积流量等于22.22/s的射流。Fig.2(a)表示在静止环境中射流的典型特征， Fig.2(b)-(e)表示相同的射流，同时开始，但在波浪场中排放（表1的配置1）。 这些图像每0.5秒的获得一次，即波周期的四分之一。 可以根据考虑的时间刻度和距离底部的距离来注意射流的便宜。

通过图像比较静止环境中的射流和波动环境中的射流，事实上通过每张图片的观察，考虑射流-波浪相互作用的情况，与在静止环境中的射流相比，可观察到更明显的射流扩大（即扩散速率）。这个结果是特别有意义的，因为它得出的结论是在射流-波浪相互作用的情况下观察到的扩散过程比在静止环境中的射流的更强。

使用慢动作录像机分析喷射图像进行分析，使我们能够确定Chyan和Hwung（1993）的假设，即射流-波浪相互作用区域存在三个不同的区域，从喷嘴开始可以定义为：（1）偏移区域 （2）过渡区域，（3）成熟区域。

在偏移区域，相比波动动量，射流动量占主导地位。在这个区域，由于射流的刚度，图像显示射流在保持其自身特性的情况下存在一种周期性的震荡。射流所产生的这种周期性震荡是由于外部液体质量的影响，而且随着时间震荡速度分量而移动。此外，值得注意的是，在喷嘴附近，分析的射流截面与波长相比相对较小。 在这种情况下，射流横截面的每个点在喷嘴附近受到类似波浪的影响，在沿着与波浪周期有关的振荡运动的同时沿水平方向移动。

在射流成熟区域，环境流体受到波浪运动产生的射流吸引机制影响，随后被截留，作为周期性波动的影响。（“波牵引机制”现象，根据Chyan和Hwung，1993）。 在这个区域，由射流-波浪相互作用引起的波流场不再仅仅被描述为射流振荡。此外，可以看出，射流在成熟区域中失去其先前所定义的刚度，并且变得更为明显地受到典型的波动夹带机制的影响。

过渡区域位于上述两个区域之间，射流行为也是是中间的。

与上述考虑相一致，我们认为，所分析类型的射流-波浪相互作用基本上与环境流动的水平速度分量相关，得出以下结论：

（1）浅水或中层水波的水平速度分量（迄今为止进行的研究结果表明）显示比相应的垂直速度分量更高的振荡幅度。

（2）从Ger（1979）研究在波浪场中水平排放的射流，可以看出，稀释增加与射流相互作用与水平波速分量有关，与复合射流类似（Rajaratnam，1976）。

（3）Calabrese and DiNatale（1994）表明，射流轴线与节点部分（仅由水平波速分量区别）相反，速度特征明显地受到影响，射流的喷射速率大于在静止环境中喷射的相同射流的喷射速率。

上述结论也可用于解释Chin（1988）在射流-波浪相互作用的情况下引入强制夹带系数即“代表被夹带的侧向撞击流的百分比”。 Chin（1988）观察到，强制夹带过程只发生在射流的某一面。这个区域显然是时间依赖性的，即根据给定的波运动的振荡随时间而变化。

4.2 震荡速度分量

在某些文献中，波浪环境中的射流的湍流速度分量要减去根据艾瑞理论由直接测量的速度分量计算的速度分量。在本文中，为了验证经典波浪运动理论在射流-波浪相互作用情况下应用的有效性，使用了相位平均。关于这一点，Fig.3(a)-(d)显示了在表1的配置1下喷嘴的横截面5mm的横截面中显示时间序列的波形，演变剖面和垂直震荡速度分量。该图显示，在射流中心线附近的测量点中，最大速度值存在于波谷下方(Fig.3(a))。这个条件在远离射流中轴的测量点处无效，其中垂直震荡的速度分量和波形相位大约为pi;/ 2相位(Fig.3(d))。这种现象可以由产生垂直振荡速度分量的相反的影响来解释。前者与喷嘴附近的波浪压力变化有关。 压力在波峰处为最大值，在波谷处为最小值。 因此，波形提升产生喷嘴处压力变化，随后使排出速度震荡。 由于这个原因，波峰位置和排出速度相位必然相差pi;。 后者与经典波浪理论有关，其特征在于垂直速度分量和pi;/ 2相位的波高。对于喷嘴和射流中轴线附近的测量点，前者的影响主导后者， 对于那些距喷嘴和射流中轴线更远的那些点，反之

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