射流

射流（jet），指流體從管口、孔口、狹縫射出，或靠機械推動，並同周圍流體摻混的一股流體流動。經常遇到的大雷諾數射流一般是無固壁約束的自由湍流。這種湍性射流通過邊界上活躍的湍流混合將周圍流體卷吸進來而不斷擴大，並流向下游。射流在水泵、蒸汽泵、通風機、化工設備和噴氣式飛機等許多技術領域得到廣泛套用。

基本介紹

• 中文名：射流
• 外文名：Jet
• 類型：射流
• 屬於：流場

射流理論

距射流源足夠遠處，湍性射流可以用邊界層理論進行分析。下面以不可壓縮流體的平面湍性射流（見圖）為例來說明，並設周圍流體處於靜止狀態。縱向平均速度ū(x,y)不等於零的射流區是以中心線為界的上下兩個“邊界層”的組合。圖中虛線是通常邊界層理論意義下的邊界。在整個射流區內壓力幾乎不變。因此，對於定常平面湍性射流，以下湍流邊界層方程組（見湍流理論）近似成立。

式中ū、vˉ為x、y方向的平均速度；ρ為流體密度；τ為湍流剪應力。為求解以上方程組，首先必須寫出湍流剪應力表達式。根據渦粘性假設

式中ετ為渦粘性係數，它是湍流的一個重要特徵參數。此係數可用L.普朗特提出的混合長l表示，即

並假定混合長沿射流寬度保持不變,且l(x)～b(x)，這裡b(x)為射流寬度的一半。為了簡化分析，進一步假定射流各橫截面上的速度分布具有相似性，即

根據以上方程和假定，H.賴夏特等對不可壓縮流體的平面湍性射流進行了完整的理論分析，求得與實驗相吻合的結果。其主要結果

①射流寬度同到射流源的距離成正比，即平面湍性射流的邊界是一條從射流源發出的直線，如果忽略雷諾數的影響,此射流大約以13°半角向後擴張；②射流速度分布為ū/ū_mnx=sech²(y/b)；③射流中心線上最大速度同到射流源的距離的平方根成反比，因此，隨著此距離增大，射流最大速度越來越小。

軸對稱湍性射流的分析方法同平面湍性射流類似。不同的是，基本方程必須採用軸對稱邊界層方程，而且在結果中ū_mnx～x-1,即射流中心線上最大速度比平面射流衰減得更快。

上面僅討論了不可壓縮流體的常壓自由射流。各種工程技術中遇到的射流要比這種射流複雜。因此，根據具體情況，還應當考慮射流的旋轉效應和三維效應、有壓力梯度的約束射流、超聲速（有波系的）射流、溫度分布以及燃燒和相變，等等。此外，高速氣體射流會伴生相當強的氣動噪聲，也必須加以考慮。

--------------------------------------------------------------------------------

水射流或液體射流

分析

液體從噴管或孔口中噴出,脫離固體邊界的約束,在液體或氣體中作擴散流動，稱為射流。射流一般為紊流流型，具有紊動擴散作用，能進行動量、熱量和質量傳遞，套用於水力發電、消防水槍、農田噴灌、污染擴散、人工噴泉、水力採礦、土石方沖挖等。

不淹沒射流 流入氣體中的液體射流，稱為不淹沒射流。大氣中的水射流由於紊動摻氣，沿射流方向，依次分為緊密部分、破裂部分和分散部分（圖1）。

水豎直射流所能達到的高度He小於噴口的總水頭H，兩者之間的關係用下列公式表示

He=H/(1+ΨH)；Ψ=0.00025/(b+1000b3)式中 b為噴口直徑。射流緊密部分高度Hd可按下式求出

Hd=βHe 。β根據試驗決定,隨He的增大而減少，當He在7～30米之間時，β約在0.84～0.72之間。

淹沒射流 流入相同介質中的液體射流，稱為淹沒射流。淹沒射流與周圍靜止介質發生動量和質量交換，卷吸附近介質隨射流一同流動,流量不斷增加,流速不斷減小和均化，橫斷面不斷擴大。淹沒射流可分為兩個部分。保持射流出口流速v0不變的部分,稱為射流核心。因卷吸與摻混作用流速小於v0的部分，即射流核心與靜止液體之間的部分，稱為射流邊界層。沿射流方向從出口斷面至射流核心開始消失的所謂過渡斷面，稱為射流初始段；過渡斷面以後的部分，稱為射流主體段。

主體段的性質

無限空間淹沒射流的主要研究對象是主體段，它有下列性質：

①幾何方面。射流呈直線擴散，射流出口附近存在著擴散中心o,稱為極點。圓斷面射流極點與出口斷面距離為1.2y0，y0為出口半徑（圖2）。

②運動方面。主體段中任意斷面上相對流速vx/vm在相對坐標y/x上的分布為不變,其中vx為斷面上坐標y1的x向分速。vm為同斷面的軸心x向分速。x1為斷面到極點的距離。圓斷面射流的相對速度公式為

③動力方面。射流空間壓強不變，各斷面動量、通量相等，由此可得圓斷面射流軸心流速公式為

--------------------------------------------------------------------------------

氣體射流

簡介

氣體射流，也叫氣 體紊動射流。

等密度氣體射流速度場示意圖

分析

流體射入靜止環境中時，它與周圍靜止流體之間存在速度不等的間斷面，間斷面一般受到不可避免的干擾，失去穩定而產生渦旋，卷吸周圍流體進入射流，同時不斷移動、變形、分裂產生紊動，其影響逐漸向內外兩側發展形成自由紊動的混合層。由於動量的橫向傳遞，捲入的流體獲得動量而隨原射流向前流動，原來的流體動量減小而失去速度，形成一定的速度梯度。卷吸和摻混的結果，射流斷面不斷擴大，而流速則不斷降低，流量沿程增加。

圖2-1 等密度射流速度場

射流運動一般都要受初始動量的影響或受浮力的作用，純射流和卷流是射流的兩種極端情況。如果環境流體的密度是處處相同的，那么射流就是均勻環境射流。若環境流體密度沿鉛直分布是不均勻的，浮射流就是分層環境力射流。環境流體密度與泄漏的天然氣密度相等時的均勻環境射流過程，如圖2-1所示。直線OB、OC為射流的外部邊界，交點O為射流的極點在射流邊界上，前進的運動速度為零。射流向周圍環境空氣分子微團擴散的邊界AD、ED也是直線。在ADE區域內，純天然氣速度等於孔口泄漏速度，稱為射流核心區。射流外部邊界的夾角 稱為射流張角。射流核心區邊界的夾角 ：為射流核心收縮角。經過D點的射流橫截面FG稱為過渡截面。在此截面以前，射流軸心速度Wm保持不變，並等於起始速度W0，而其後軸心速度逐漸減小。斷面平均速度W隨S增大而減小。過渡截面之前稱為起始段，其後稱為基本段。紊流自由射流的起始段長度S0及極點深度h0都與孔口半徑r有關。

當環境空氣的溫度和密度與泄漏的天然氣不同時，可看作非等密度射流。非等密度射流的軌跡比較複雜，這時重力差使射流彎曲。泄漏燃氣的密度大於環境空氣的密度，射流一般向下彎曲，反之則向上彎曲。如果射流垂直向上出，那么重力差只是稍微改變射流的張角及核心收縮角，並不使截面上速度分布失真，也不使射流彎曲，在這種情況下，如果泄漏的氣流密度大於周圍空氣的密度，則張角及收縮角增大，反之則角度減小。

天然氣發生管道孔口或裂縫泄漏時，雖然孔口或裂縫比較小，泄漏量也比較小，但泄漏速度極大，所以在孔口或裂縫形成紊流自由射流。根據燃氣泄漏的具體情況，假定受納流體在射流流入之前處於靜止狀態，天然氣泄漏過程可看成靜止環境中的射流；若受納流體所占的空間是無限的，天然氣泄漏過程可看成自由射流；若天然氣密度與受納流體密度不同，天然氣泄漏過程可以簡化為紊動變密度射流。在流體力學的研究和實際的計算過程中，若把流體看作不可壓縮流體，顯著地簡化了理論分析和數值計算，並在大多數問題的研究中具有足夠的精度。在低速氣流中（一般小於50m/s），當壓強變化不大時，通常可以忽略可壓縮性的影響，按不可壓縮流體處理，其結果也是有足夠精確的。

綜述

總之，根據影響射流運動規律的各種因素，又可將射流組合成許多類型。當天然氣通過管道孔口或裂縫泄漏到環境中去，可以進一步看成是無限靜止環境變密度射流。

參考文獻

詞條作者：晏名文《中國大百科全書》74卷（第一版）力學 詞條：流體力學 中國大百科全書出版社 ，1987 ：418-419頁