蒸汽浸沒射流冷凝特性實驗研究

張 偉， 蔣朝飛， 葉亞楠， 王曉雁 龔自力， 胡 晨， 肖 瑤， 顧漢洋

(1. 上海交通大學 核科學與工程學院， 上海 200240； 2. 武漢第二船舶設計研究所， 武漢 430064)

直接接觸冷凝過程通常伴隨著極快的能量與質量交換，蒸汽浸沒射流被廣泛應用于各類工業設備.在核能安全系統中，沸水堆抑壓水池[1]以及AP1000自動降壓系統[2]均用浸沒射流方法，通過將高溫高壓蒸汽直接通入過冷水中來實現快速降溫降壓.因此，蒸汽浸沒射流對反應堆的安全系統具有重要意義.

在不同來流蒸汽流率與冷凝水過冷度的影響下，直接接觸冷凝射流會呈現出不同的流型以及壓力波動形式.為了更有效地研究浸沒射流在不同情況下的規律及其應用情況，基于射流冷凝過程的汽羽形態變化及壓力頻譜特性劃分流型區域是研究人員的共識[3-5].但由于不同人員對射流過程的研究角度不同，如果考慮冷凝水是否流動[6-7]、不凝性氣體含量[8-9]、射流管道結構[10-12]以及射流孔數量[4, 13-14]等因素，直接接觸冷凝射流流型并沒有完全統一的描述.其次，即使在同樣的結構與實驗條件下，以單孔射流為例，在同樣的蒸汽流速與冷凝水過冷度區間內，不同研究人員對流型的命名也有所差異[3, 15-16].以其中相對全面的，Cho等[16]的基于單孔直管射流繪制的相圖為例，直接接觸冷凝射流按壓力頻譜與汽羽變化可以劃分為6個區域：喘振(C)區、過渡(TC)區、冷凝振蕩(CO)區、穩定冷凝(SC)區、泡狀冷凝振蕩(BCO)區以及界面振蕩冷凝(IOC)區.

在流型確認與相圖劃分方面，研究人員對相圖的劃分大多數基于蒸汽管外形態、壓力的時域頻域特性來劃分流型進而確定相圖.就喘振區而言，Gregu 等[17]通過可視化透明管道以及在時間上同步的壓力信號與圖像信號，在極低的流率下按照其氣泡大小、是否可以包容管道等氣泡特征，對喘振區進行更為詳細的相圖劃分.同時，還揭示了管內不同高度處壓力信號的瞬時變化情況，表明在喘振區發生的凝結水錘(CIWH)現象[18]會帶來比實驗時平均壓力強度高約1個數量級的壓力峰值.Zhao等[5]在相圖的文獻綜述中，對已有的大部分射流相圖進行總結及對比發現，現有研究中無論是通過理論推導還是實驗處理獲得的相間分界線，不同研究獲得的結果差異很大，認為導致該現象的原因一方面是基于蒸汽管外形態的判斷帶有主觀因素無法量化；另一方面則是由于孔徑的不同會帶來相圖邊界的移動.在同樣條件下，孔徑越大，冷凝振蕩區與穩定冷凝區的分界線越向低流率方向移動，而喘振區的邊界則是向高流率高水溫方向移動.

其次，對管外蒸汽形態的量化通常通過汽羽長度實現.無論是對壓力波動還是換熱能力等性質的評估，蒸汽射流的汽羽長度作為一個重要的參量，很大程度上影響著其他參數的準確性.在計算模擬方面，汽羽長度與形態也是研究直接接觸冷凝首先要考慮的問題.汽羽是指當蒸汽通過管口進入水中在管外形成的類似于火焰形狀的蒸汽區域.對一段時間內獲得的汽羽圖像進行時均處理后能獲得一個確定的汽羽形態，這一時均汽羽長度就稱之為汽羽長度.Kerney等[19]在較寬的流率范圍內進行了汽羽長度研究實驗.在合理假設下，通過理論推導最先基于蒸汽質量流速與水池過冷度給出汽羽長度在較高流率下的理論解.通過將射流過程中能量交換的影響歸于凝結勢，動量交換的影響歸于流率大小，將凝結勢與無量綱流率作為汽羽長度預測公式的主要變量，并按照實驗數據修正這兩個參數的冪次，擬合汽羽長度的半經驗關系式.

蒸汽汽羽管外形態與壓力是直接相關的.Xu等[20]通過實驗研究套管式蒸汽射流現象，從汽羽本身的變化、壓力頻率與強度變化角度研究了在流動的過冷水中直接接觸冷凝呈現的現象，較為清晰地揭示了壓力與汽羽形態隨蒸汽流率、過冷水溫度以及過冷水流速的變化規律.

目前，對于蒸汽浸沒射流的研究集中于蒸汽通過直管或Laval噴管[6, 12, 21-22]，針對本文所討論的鼓泡器射流，并沒有太多研究從較小的時間尺度上討論射流現象與壓力信號變化趨勢之間的相關性.

本文首先基于實驗對通過鼓泡器形式的蒸汽射流汽羽形態、流動相圖以及汽羽與壓力波動在時間上的對應關系進行了討論，然后指出壓力高頻振蕩與脫離氣泡潰滅冷凝過程的相關性，最后給出了汽羽長度的變化規律并與已有預測公式進行比較.本文研究為核能安全系統抑壓裝置的研制提供了理論依據與實踐基礎.

1 實驗設備與方法

1.1 實驗系統

蒸汽實驗系統如圖1所示，其中：T為熱電偶；P為壓力傳感器.實驗系統包含去離子水箱、蒸汽發生器(電鍋爐)、泄壓水箱及其相對應的管道、閥門與計量設備.實驗時，柱塞泵首先將去離子水箱中的無雜質水注入蒸汽發生器中，將去離子水加熱并產生蒸汽，通過功率控制得到特定溫度、壓力的飽和蒸汽，當蒸汽達到目標狀態時，打開相關閥門使蒸汽通過對應的蒸汽管路，并通過管路上的溫度壓力測量儀表獲得蒸汽的狀態與流率，單孔鼓泡器安裝在回路末端，實驗使用的鼓泡器為側向有直徑16 mm圓孔的單端封閉管道.實驗時飽和蒸汽從管道一端進入，通過鼓泡器上的側向孔在泄壓水箱中排放.具體實驗參數如表1所示.其中：FS為滿量程.實驗中，采用動態壓力傳感器記錄蒸汽浸沒射流帶來的壓力變化，同時使用高速攝像機記錄射流現象，壓力數據與可視化圖像通過同步器實現數據采集起點的同步.設定壓力采樣頻率為可視化圖像采樣率的2倍，以保證每一幀可視化圖像都可以與壓力信號相對應.

圖1 實驗系統簡圖Fig.1 Sketch of experiment system

表1 實驗條件Tab.1 Experiment conditions

1.2 壓力信號與可視化圖像處理

通過同步觸發器統一壓力信號與可視化圖像信號采集時間的起點，并設定采樣頻率，在確定信號步進長度后，就可保證在時間軸上兩者實現了有效對應.為了保證數據的可靠性，壓力與圖像采樣頻率分別設置為較高的10 kHz與5 kHz.

實驗中通過高頻動態壓力傳感器獲得水箱中的動態壓力信號，并通過高頻數字采集系統記錄.壓力測點布置在卸壓水箱中射流汽羽正下方80 mm處，距離鼓泡器孔口徑向距離10 mm的位置上.可視化圖像則通過高速攝像機定點拍攝獲得.可視化數據處理過程如圖2所示，其中：L為汽羽長度.將所獲得的圖像通過MATLAB進行處理，將圖像轉化為矩陣，將對圖像進行的時均處理轉化為對矩陣進行的線性運算.其次，汽羽變化是重復性的膨脹收縮，其壓力波動有明顯的主頻，即汽羽變化具有周期性，每一幀圖像所占的權重應當相同，因此對圖像進行時均處理等效于對每一幀圖像矩陣對應位置的元素進行平均處理.

圖2 可視化數據的處理過程Fig.2 Processing of visual data

在二值化的時均圖像上，認定從射流孔到管外蒸汽-水區域所形成的連續蒸汽團末端在射流孔軸向上的距離為汽羽長度，汽羽長度與孔徑的比值為無量綱汽羽長度，其中射流孔外緣通過靜態管道位置判斷所對應的像素位置.

1.3 不確定性分析

本實驗過程中，誤差分為原始數據的測量誤差、通過數據處理引入的誤差以及時間軸對應的偏差.原始數據的測量精度見表1，其誤差與儀表精度相關，動態壓力信號的有效采集頻率為30 kHz，響應時間為10 μs，實驗使用的測量儀表足以反映真實數據的變化.通過數據處理引入的誤差可以用誤差傳遞公式表示，即計算值誤差是相關參數的加權和.權重為誤差傳遞公式對該參數的一階導數，則有：

i=1, 2, 3

式中：y為經過處理后的數據；f為數據處理對應的函數；x1、x2、x3為3組實驗測量數據；xi為任一實驗測量數據；Δy為y的絕對誤差；Δxi為xi的絕對誤差.本實驗中，蒸汽狀態的測量誤差小于0.5%.蒸汽狀態參數的處理方式是對同組數據進行算數平均化處理，這一處理方式中各數據點的權重相同，處理后蒸汽狀態參數誤差仍然小于0.5%.質量流量由渦街流量計測得的體積流量與當地蒸汽狀態的密度計算獲得，質量流量誤差可以認為小于1%.

時間軸對應誤差產生的原因為壓力信號與可視化圖像是通過不同采集系統獲得的.兩個系統內置時鐘計時方式略有差異，通過同步觸發器獲取的壓力信號與可視化圖像在時間軸上會有一個固定的時間差，該錯位誤差最大為0.1 ms.但壓力與圖像采集頻率遠高于實際現象的變化頻率，信號變化本身也是連續的，這一錯位實際上并不影響對應關系的確定，本實驗中認為這一誤差可以忽略不計.

2 實驗結果與討論

2.1 流型劃分與汽羽形態特性

圖3 由單孔射流實驗得出的相圖[16]Fig.3 Regime map of steam jet injection by single-hole nozzle experiment[16]

針對單孔射流的相圖如圖3所示.其中：G為蒸汽質量流率；T為過冷水池溫度；d為噴孔直徑.首先，參考文獻[16]對單孔射流的劃分并對比本次實驗結果，將時均汽羽形態以及瞬時管外蒸汽形態類似、壓力波動形式相近的工況點歸劃為一個流型.在任一工況下都可以不同程度地觀察到“氣泡脫離”現象，這一現象與Chong等[23]在直管射流實驗中通過頻譜分析獲得的結果相對應，其在實驗中通過頻譜分析發現全工況存在第二主頻，而第二主頻目前被認為是由氣泡的潰滅導致的[24].通常認為在高溫低流率工況下會出現氣泡脫離，并將這一區域劃定為氣泡冷凝振蕩區.本文的“氣泡脫離”現象不屬于某一個流型的特征，按照時均汽羽形態、瞬時管外蒸汽形態與壓力波動形式劃分不同區域，認為在質量流率為50～500 kg/(m2·s)，水池溫度為30～85 ℃的實驗工況范圍內可以觀察到5種不同的流型.將這5種流型對應的流率溫度范圍分別命名為：C區、TC區、CO區、SC區、IOC區.通過4個工況點展示的不同水溫與蒸汽流率下的汽羽形態差異如圖4所示.圖4(a)為C區與TC區汽羽，兩者時均汽羽形態一致，區別在于瞬態管外蒸汽形態.圖4(b)為CO區汽羽，其時均汽羽是在管外形成較大的球形或橢球形的氣泡，同時在過冷水中也會因為有不完全冷凝的脫離氣泡形成蒸汽團.圖4(c)為SC區汽羽，該流型下管外蒸汽形態穩定，時均汽羽形態與瞬時管外蒸汽形態相近.圖4(d)為IOC區汽羽，在IOC區較低的水池過冷度導致蒸汽在管外冷凝效率不高，因此管外汽羽無法維持凝聚形態，而是向外發散形成較長、較寬的兩相流動混合區域.

圖4 不同水溫與蒸汽流率下的汽羽形態差異Fig.4 Differences of steam plumes at different water temperatures and steam mass fluxes

按前文所述方式劃分流型后，獲得的鼓泡器射流相圖如圖5所示.由于工況點之間跨度較大，盡管工況點之間的汽羽形態與壓力波動差別較大，但是流型與流型之間的邊界線難以通過確定的參數進行準確劃分，所以判斷各點所處的區域以工況點為準.

圖5 鼓泡器射流相圖劃分Fig.5 Regime map division of steam jet injection in a side-hole sparger

本次實驗區域劃分與文獻[16]的射流相圖劃分方法相近，主要差異在于冷凝振蕩區的劃分不同，以及本次實驗并沒有劃分氣泡冷凝振蕩區.文獻[16]和[25]對冷凝振蕩區的描述是管外蒸汽與水接觸面的劇烈振蕩區，可以明顯觀察到周圍過冷水的前后移動，同時壓力振蕩的頻率較高；而對泡狀冷凝振蕩區的描述則是產生不規則的脫離氣泡區，脫離氣泡在水中冷凝或上浮.但從實驗結果來看，鼓泡器射流除了喘振區外，都有脫離氣泡產生，將某一小片區域命名為氣泡冷凝振蕩區顯然不合理.在本次實驗劃分的冷凝振蕩區中，高水溫和低水溫僅會帶來脫離氣泡的大小差異，但脫離氣泡的大小本身難以量化也無需區分.

對比已有文獻的描述，所劃分的冷凝振蕩區的壓力時域特性符合冷凝振蕩區描述，而汽羽形態變化更接近泡狀冷凝振蕩區描述.因此，選擇將流型與對應壓力變化特征為前文所述的工況稱為冷凝振蕩區，而不特意區分出氣泡冷凝振蕩區.需要注意的是，在孔徑為16 mm的鼓泡器射流中，當蒸汽質量流率過低(G<50 kg/(m2·s))時，蒸汽甚至無法從孔口噴出，在管道內部就已經冷凝成液態水.

2.2 汽羽形態變化與壓力時域特性

按照所劃分的流型，按順序介紹不同流型下管外蒸汽形態變化以及所對應的壓力時域特性.同時，基于時間同步將管外汽羽與壓力變化點對應，討論壓力變化的機制.

喘振區主要分布在低溫低流率工況下.在這一區域內，管外蒸汽會迅速冷凝而消失，過冷水會間歇性倒吸進入管道內部.以G=50 kg/(m2·s)，T=35 ℃工況點為例，喘振區管外蒸汽形態如圖6所示，其中：t為圖像與采樣起始點的相對時間.喘振區壓力時域特性及其變化趨勢如圖7所示，其中：pd為動態壓力值.

圖6 喘振區管外蒸汽瞬時形態Fig.6 Transient shapes of the steam outside the pipe in chugging regime

圖7 喘振區壓力時域特性及其變化趨勢Fig.7 Pressure characteristics in time domain and its changing trends in chugging regime

在喘振區，鼓泡器射流無法維持穩定的管外蒸汽形態，蒸汽會在孔口重復出現“噴放—消失”現象.其一個循環的狀態可以描述為如下4個階段：① 管外蒸汽同時受到來流蒸汽壓力與管外冷凝作用，在壓力起主要作用的條件下體積膨脹；② 蒸汽在管外聚集，末端產生氣泡；③ 氣泡潰滅，蒸汽收縮，過冷水倒吸；④ 蒸汽再次沖出孔口.圖6展示了喘振區蒸汽“噴放—消失”的一個周期，喘振區的管外蒸汽不斷重復該過程.

觀察圖7(a)的壓力時域變化曲線可以發現，喘振區壓力信號是由逐個突然出現的壓力峰組成的，借助圖6與7中的時間標記，可以將壓力波動在時間上與管外蒸汽形態的變化相對應.當t=28.0 ms時，管外蒸汽與過冷水之間還沒有形成完整的兩相混合邊界，管外蒸汽中心區域仍然可以被光穿透.當t=28.0～30.4 ms時，為管外蒸汽末端氣泡膨脹的過程.在該時間段內，管外蒸汽與過冷水之間形成了兩相邊界(無法被光穿透)且末端氣泡不斷擴大，對應的壓力變化則是小幅度持續減少.當t=30.4 ms時，末端汽泡膨脹到最大并即將開始潰滅，壓力也到達了極小值.當t=30.4～31.0 ms時，為末端氣泡的破裂過程，即時間對應的壓力以極大的增幅迅速增加.當t=31.0 ms時，管外蒸汽產生脫離氣泡，對應的壓力波動達到峰值.最后，管外蒸汽被冷凝而消失，壓力呈指數型振蕩衰減.由于并沒有使用可視化管道，過冷水倒吸的現象并不能得到展示.但從圖7(b)單個壓力峰信號來看，壓力波動是經歷了較長的平緩期，而后才有突然出現的壓力振蕩.這就意味著管外蒸汽的變化十分劇烈，在極短時間內產生并重復了蒸汽噴放消失的過程，從質量與動量守恒的角度也可以判斷出過冷水出現倒灌的現象.

在喘振區，當壓力達到峰值時，管外蒸汽末端氣泡開始潰滅；而汽羽消失、過冷水進入管道的時刻并沒有對應壓力振蕩結束.壓力波動強度在指數衰減的過程中出現反常波動，對應時刻的現象是過冷水倒吸.這一過程可以認為是倒吸過程打斷了氣泡潰滅產生的壓力振蕩傳播.過冷水倒吸影響了管外流場，管外流體被吸進管道內部從而間接影響了壓力波的傳遞，因此倒吸現象之后的壓力波動是氣泡潰滅產生壓力波動的余波.

圖8 喘振過渡區管外蒸汽瞬時形態Fig.8 Transient shapes of the steam outside the pipe in transient chugging regime

圖9 喘振過渡區壓力時域特性及其變化趨勢Fig.9 Pressure characteristics in time domain and its changing trends in transient chugging regime

喘振過渡區主要分布在低流率工況下，其汽羽形態與喘振區一致，兩者的時均汽羽僅在長度上有差別.管外蒸汽形態以及壓力波動形式與喘振區總體上相似.以工況G=50 kg/(m2·s)，T=60 ℃為例，在管外蒸汽的末端同樣會周期性地產生脫離氣泡，如圖8所示.喘振過渡區的壓力時域信號也是由多個突然出現的壓力峰值組成，如圖9所示.喘振區管外蒸汽形態變化規律與喘振過渡區的區別僅在于過冷水是否倒吸.其次，喘振過渡區的壓力信號是由多個波動強度以指數形式振蕩衰減的壓力波組成的.由圖8和9可知，觀察壓力峰值對應的時間點(t=13.0，25.0，36.8 ms)，當管外蒸汽收縮、末端氣泡潰滅時，壓力波動達到峰值.圖8(b)對應了一個壓力振蕩結束時的管外汽羽形態.當管外蒸汽收縮、末端氣泡在水中被完全冷凝時，壓力振蕩結束.當t=20.0，33.6 ms時，觀察圖8(c)與圖8(e)的汽羽形態可以確定，在喘振過渡區管外蒸汽膨脹過程并不會帶來壓力波動.冷凝振蕩區主要分布在溫度較高的工況下，以工況G=100 kg/(m2·s)，T=85 ℃為例，冷凝振蕩區管外蒸汽變化如圖10所示，其壓力時域特性及其變化趨勢如圖11所示.在冷凝振蕩區，管外蒸汽不斷從末端產生脫離氣泡，而脫離氣泡在水中并不會被迅速冷凝而消失，而是不斷被壓縮后膨脹，同時會持續向前運動.由圖11(a)可知，冷凝振蕩區的壓力變化頻率更高，相鄰壓力峰的強度也更接近.圖11(b)展示了壓力隨時間在較小尺度上的變化曲線，每一小段的壓力波動通常都會由2個壓力峰組成.結合圖10和11可知，當t=6.8 ms時，管外蒸汽末端的氣泡開始脫離蒸汽區域向前移動，此時對應壓力則是持續地小幅減少.當t=9.8 ms時，壓力達到極小值，管外蒸汽末端的脫離氣泡達到最大體積，而孔口到脫離氣泡之間的蒸汽區域則是達到最小體積.在本次周期的后續時間內，這一區域以較慢的速度不斷膨脹.當t=9.8～14.5 ms時，壓力不斷增加且梯度越來越大.對應的現象則是末端氣泡緩慢脫離時，壓力變化較緩慢，末端氣泡體積緩慢減小.當脫離氣泡產生后，壓力迅速增加，氣泡潰滅，體積迅速壓縮，直到t=14.5 ms時，脫離氣泡達到最小體積，且壓力達到峰值.

圖10 冷凝振蕩區管外蒸汽瞬時形態Fig.10 Transient shapes of the steam outside the pipe in condensation oscillation regime

圖11 冷凝振蕩區壓力時域特性及其變化趨勢Fig.11 Pressure characteristics in time domain and its changing trends in condensation oscillation regime

在這之后壓力的波動與脫離氣泡的變化一致，脫離氣泡產生了2次膨脹壓縮，壓力也出現2個突變的峰值.當t=14.5 ms時，脫離氣泡潰滅且體積被壓縮到極小值，此時壓力激增，達到壓力強度的極大值.隨后，脫離氣泡體積不斷膨脹，當t=16.8 ms時，脫離氣泡體積膨脹到極大值，在此過程中第1個壓力突變峰不斷衰減直到消失.當t=17.8 ms時，脫離氣泡再次潰滅，同時體積被壓縮到極小值，同時第2個壓力突變峰隨之出現.

在第2次壓縮后，脫離氣泡就會緩慢冷凝消失.當t=18.6 ms時，脫離氣泡從接近透明的狀態變成了兩相混合的狀態，表明脫離氣泡在不斷冷凝.當t=19.2 ms時，脫離氣泡接近完全消失，此過程中第2個壓力突變峰振蕩衰減回歸到初始靜壓值.

圖12 穩定冷凝區管外蒸汽瞬時形態Fig.12 Transient shapes of the steam outside the pipe in stable condensation regime

圖13 穩定冷凝區壓力時域特性及其變化趨勢Fig.13 Pressure characteristics in time domain and its changing trends in stable condensation regime

穩定冷凝區主要分布在低溫高流率工況下，以工況G=400 kg/(m2·s)，T=55 ℃為例，其管外蒸汽形態如圖12所示.在管外蒸汽末端仍然會有氣泡不斷脫離，但總體上蒸汽的變化不像前文所述的有十分明顯的體積變化，而更多的表現為汽羽在蒸汽流速方向上不斷伸長收縮.穩定冷凝區壓力時域特性及其變化趨勢如圖13所示.在穩定冷凝區，相鄰壓力波動強度差值更小，即使出現較高的壓力峰，壓力衰減現象也變得不明顯.原因在于穩定冷凝振蕩區的壓力波動高頻且穩定，即使氣泡潰滅會產生相對較高且會迅速衰減的壓力波動，但這一壓力波動與基準壓力波動差距不大，兩者疊加后就表現為如圖13(a)所示的壓力時域特性.

為了方便觀察，在圖12上的管外蒸汽形態同一位置添加了豎直紅線.當有較大的壓力波動時，即當t=55.0 ms時，壓力處于高點，管外蒸汽長度較短.當t=55.4～56.0 ms時，壓力不斷衰減，但其仍然高于基準壓力波動，此時的管外蒸汽長度隨壓力的衰減而不斷增加.當沒有較大壓力波動時，蒸汽管外長度也會不斷變化，不過這一變化并不會影響壓力波動.當t=57.4～57.6 ms時，管外蒸汽長度末端收縮，而壓力卻沒有變化.當t=56.0～60.6 ms時，僅當壓力產生大幅變化情況下，管外蒸汽長度才會有明顯的變化.長度的縮短伸長對應末端兩相區域的明暗，是末端蒸汽不斷地冷凝補充的結果，實際仍然是末端脫離氣泡的膨脹與潰滅過程.

界面振蕩冷凝區主要分布在高溫高流率工況下.以工況G=400 kg/(m2·s)，T=80 ℃為例，其管外蒸汽瞬時形態如圖14所示.由圖14可以觀察到，汽羽末端不斷出現脫離氣泡，當脫離氣泡潰滅，汽羽末端也從收斂的形態變為發散的兩相區域.這種工況下的壓力波動也以正向壓力波動為主，壓力波動形式也與其他區域完全不同.界面振蕩冷凝區的壓力時域特性及其變化趨勢如圖15所示.其壓力波動由多個正值較大、負值較小的壓力峰組成，其基準壓力要小于冷態下的環境壓力.基準壓力偏小是水中存在大量蒸汽泡導致的，蒸汽泡的存在整體上降低了水的密度, 從而降低了測點處的靜壓.

觀察汽羽與壓力的對應關系可以發現界面振蕩冷凝區與穩定冷凝區在汽羽與壓力對應關系上的相似處，末端蒸汽潰滅呈現收縮的形態時所對應的壓力恰好產生峰值.當t=113.6 ms時，脫離氣泡潰滅，汽羽縮短到極小值，此時壓力達到極大值.當t=113.6～122.5 ms時，管外蒸汽經歷了膨脹、發散與收縮的變化過程，展示了相鄰兩個壓力峰之間汽羽形態的變化.當t=122.5～125.8 ms時，汽羽末端潰滅結束，汽羽膨脹與發散，形成較長、較寬的兩相流動區域，此時對應壓力的低點.

在界面振蕩冷凝區，其壓力波動形式發生變化，負值壓力波動較小，其壓力變化原理在現有數據下難以判斷.但是可以發現的是，當末端區域的蒸汽潰滅消失時，這一現象仍然對應壓力的極大值，說明在界面冷凝振蕩區，氣泡潰滅同樣是壓力變化的原因之一.

圖14 界面振蕩冷凝區管外蒸汽瞬時形態Fig.14 Transient shapes of the steam outside the pipe in interfacial oscillation condensation regime

圖15 界面振蕩冷凝區壓力時域特性與變化趨勢Fig.15 Pressure characteristics in time domain and its changing trends in interfacial oscillation condensation regime

2.3 壓力變化機制討論

通過前文對實驗現象的描述可以發現，管外蒸汽形態變化與壓力振蕩衰減過程在時間上有較強的相關性.當管外蒸汽產生的脫離氣泡潰滅消失時，必然會觀察到壓力極大值.同時，從文獻[20]和[26]對壓力頻譜的描述也可以發現，射流過程產生的壓力振蕩頻譜通常僅有一個峰值，在部分工況下，通常是在冷凝振蕩區內，會出現第二主頻.文獻[24]指出，在直管射流的實驗中，第一主頻是由于管外蒸汽本身的伸長縮短導致的，而第二主頻是由于脫離氣泡潰滅而產生的.而在鼓泡器射流中，由于本身結構的特殊性，在全工況下就會產生明顯的脫離氣泡.脫離氣泡與壓力波動的關系可以通過對壓力信號的量化分析來驗證，并加以判斷脫離氣泡的潰滅是否是壓力波動的主要原因.

通過對壓力波動進行快速Fourier變換分析，將壓力波動認為是由多個壓力源組成，每個壓力源對應一個或多個頻譜峰值.在僅考慮脫離氣泡的影響下，壓力的時域信號可表示為

(3)

式中：k為采集數據量；ω為采樣分辨率；Ai為第i項對應頻率的強度；p0為靜壓.頻譜上壓力峰的強度Ai應當是一個考慮了氣泡脫離頻率與單次脫離壓力波動強度的時均值.在鼓泡器射流中，由脫離氣泡潰滅產生的壓力波動是周期性產生的.由前文所述的時間節點可以發現，氣泡潰滅與氣泡重新生成所需要的時間不在一個數量級，則可以認為每次潰滅僅能影響當前的壓力波動，不會對下一次壓力波動產生影響，這與水下爆炸的壓力源相似.文獻[27]指出，水下爆炸導致的壓力強度時程曲線符合指數衰減規律.對本次實驗而言，如果認為氣泡潰滅導致了壓力波動，那么在壓力高頻振蕩的區間內，壓力波動可以在式(3)基礎上修正為

(4)

t∈(t0,t0+t1)

式中：φave為壓力波動振幅；c為壓力衰減系數，其可以反映壓力衰減的快慢程度；t0為壓力振蕩起始時間點；t2為壓力高頻波動周期，其取決于脫離氣泡的振蕩頻率；t1為振蕩周期，取決于脫離氣泡的產生頻率.

選取冷凝振蕩區的一小段壓力波動形式并對該波動進行擬合，結果如圖16所示.由圖16可知，兩條夾逼曲線的常數項與指數項近似一致，表明壓力強度衰減確實為指數型衰減.由前文可知，在喘振過渡區和穩定冷凝振蕩區的壓力衰減也屬于該類型，即在鼓泡器喘振區、喘振過渡區、冷凝振蕩區以及穩定冷凝振蕩區，壓力高頻振蕩的變化趨勢與水下爆破壓力衰減趨勢一致，因此可以推論氣泡潰滅是壓力高頻振蕩的主要原因.

圖16 冷凝振蕩區壓力波動Fig.16 Pressure oscillation in condensation oscillation regime

2.4 汽羽長度敏感性分析

對于鼓泡器形式的蒸汽射流，其汽羽長度與常規直管或套管式射流呈現不完全相同的現象.將本次實驗獲得的結論與已有文獻結論對比可以發現，就其流動規律來看，總體上鼓泡器射流更容易形成脫離氣泡而不是穩定的汽羽形態.隨著質量流率與水溫的增加，脫離氣泡會從少到多，并且逐漸增大.本次實驗中，當汽羽屬于同一個流型時，汽羽長度隨質量流率與水溫的增加而增加，這與已有文獻描述一致.而當流型發生變化時，汽羽長度會突然減小.無量綱汽羽長度的變化趨勢如圖17所示.圖17(a)中，水溫為40 ℃、質量流率為250 kg/(m2·s)的工況與水溫為65 ℃、質量流率為300 kg/(m2·s)的工況都是區域邊界點.當T=40，65 ℃時，在統一流型對應的區域內，汽羽長度隨質量流率的增加而增加；在相鄰兩個工況分屬不同流型的區域內，汽羽長度發生了階躍變化，質量流率的增加導致汽羽長度突然減小.圖17(b)展示了不同流率下無量綱汽羽長度隨水溫的變化趨勢，其中G=500 kg/(m2·s)的工況全部屬于穩定冷凝區，G=100 kg/(m2·s)的工況則跨越了3個流型，40 ℃與55 ℃工況都屬于區域邊界點.當G=100，500 kg/(m2·s)時，同一流型的汽羽長度隨質量流率的增加而增加；在不同流型區域內，隨著溫度的增加，流型變化工況點的汽羽長度均會突然減小.

圖17 無量綱汽羽長度隨G和T的變化Fig.17 Dimensionless plume lengths versus G and T

實驗數據與參考文獻[19,25]中汽羽長度的擬合公式對比如圖18所示.其中：Gc為過冷水環境下的臨界質量流率，本實驗中取值為275 kg/(m2·s).文獻[19]和[25]提供的擬合公式都是基于單孔直管水平射流獲得的，兩者使用的推導模型相同，只是基于各自的實驗數據修正了汽羽長度的指數項.

圖18 無量綱汽羽長度預測值與實驗值對比Fig.18 Comparison of predicted and experimental dimensionless steam plume lengths

由圖18可知，除了在流型變化的工況點(G=100，300 kg/(m2·s))，無量綱汽羽長度與文獻[25]吻合得較好.在冷凝振蕩區，本次實驗得出的無量綱汽羽長度與已有數據有一定差距，原因是相比于直管射流，鼓泡器形式的冷凝射流在冷凝振蕩區產生了大量脫離氣泡，脫離氣泡帶走了一部分蒸汽導致汽羽長度縮短.

3 結論

針對鼓泡器形式的單孔蒸汽射流，研究直接接觸冷凝壓力脈動與汽羽形態的變化特性.噴孔孔徑為16 mm，質量流率范圍為50～500 kg/(m2·s)，水溫為 35～85 ℃.基于已有實驗數據，獲得以下結論.

(1) 基于汽羽形態與壓力時域信號的特征，繪制了孔徑為16 mm的單孔鼓泡器射流相圖，實驗繪制相圖與已有文獻針對鼓泡器射流繪制的相圖結構相似.

(2) 壓力高頻振蕩與蒸汽末端氣泡或者脫離氣泡的潰滅同時出現，壓力波動表現為指數型振蕩衰減，氣泡潰滅是壓力高頻振蕩的主要原因.在喘振區，當過冷水倒吸時，會引起壓力的反常變化.在冷凝振蕩區，脫離氣泡的多次膨脹收縮同樣會引起多次壓力的振蕩衰減.

(3) 在冷凝振蕩區與穩定冷凝區，汽羽長度隨質量流率與溫度的上升而增加.在穩定冷凝區，汽羽長度會突然減小，然后隨質量流率與溫度的上升而增加.將實驗獲得的無量綱汽羽長度與預測公式進行比較，發現實驗值與文獻[25]的預測結果吻合得較好.