本文介绍了一种研究液滴撞击流动液膜过程中波浪作用的实验方案。
本文内容
摘要
摘要
液滴撞击是自然界中一种非常普遍的现象，因其美学吸引力和广泛的应用而受到关注。以往关于流动液膜的研究忽视了液膜表面波的空间结构对撞击结果的影响，而最近的研究表明，这种空间结构对液滴撞击动力学具有显著影响。本报告中，我们详细阐述了一种逐步研究方法，用于探究流动液膜在周期性入口扰动作用下产生时空规则波结构时，对液滴撞击动力学的影响。通过函数发生器连接电磁阀，用于在液膜表面激发具有时空规律性的波结构，同时利用高速相机记录尺寸均一的液滴撞击过程的动力学行为。随后对三个不同区域进行研究； 即 位于大波峰前方的毛细波区域、平坦液膜区域以及波峰区域。同时考察了由液膜流速、液滴速度和液滴尺寸参数化的若干重要无量纲量的影响，包括液膜雷诺数、液滴韦伯数和奥内佐格数。我们的结果揭示了在低惯性和高惯性液滴条件下，通过施加液膜入口扰动对流动液膜所引发的有趣且此前未被发现的动力学行为。
引言
液滴撞击是自然界中一种非常普遍的现象，会吸引任何好奇观察者的关注1由于其在喷雾冷却、火灾抑制、喷墨打印、喷雾涂覆、印刷电路板上焊料凸点的沉积、内燃机设计、表面清洁以及细胞打印等众多领域的广泛应用，该领域已成为一个活跃的研究方向。2其应用还延伸至农业领域， 例如， 喷灌与作物喷洒3,4开创性工作可追溯至20世纪19年代th 世纪，随着沃辛顿的工作5，而由于高速成像技术的出现，重大进展直到最近才得以实现6此后，已有若干研究采用不同类型的冲击表面，从固体开始7,8浅层，9 以及深层液体池10,11 薄膜12,13.
然而，尽管关于液滴撞击液体表面的研究数量庞大（即， 浅层和深层水池以及静止液膜）相比，液滴对流动薄液膜的冲击作用尚未得到充分关注。此外，迄今为止的研究忽视了液膜表面波的空间结构对液滴冲击动力学的贡献。
在本报告中，我们提出了一种详细的实验方法，用于研究液滴撞击受入口流量控制的流动液膜的过程，此类液膜的动力学特性受液体流速的入口强制作用影响；下文中将其称为“受控”液膜。我们发现，这类液膜在多相工业中具有广泛的应用前景（例如， 在冷却塔、蒸馏塔以及两相流中观察到的环状流工况下），尤其是当膜控制已成为许多过程工业中强化传热与传质的重要环节时14感兴趣的读者可参考我们之前的研究工作。15 有关本研究工作的更多结果详情。
通过调节入口流速的频率振荡，可在液膜表面形成规则的波浪。我们重点关注孤波家族，其特征是具有间距较宽的狭窄波峰，并且前方伴随一系列前导毛细波16,17,18。我们研究了液滴撞击孤波结构三个主要部分——“平坦液膜”、“波峰隆起”以及前导“毛细波”区域——所产生的结果。同时，我们将这些结果与未受控流动液膜的情况进行对比。研究结果表明，未受控液膜上波浪出现的随机性显著影响液滴撞击的结果，而受控液膜的不同区域也展现出新的作用机制，我们已对此进行了定性与定量的详细分析。
在之前的研究15中，采用相同的方法，我们研究了液膜控制对飞溅状态下液滴撞击动力学的影响。所得结果表明，在冠状结构的形貌（高度、直径、壁厚、倾斜角度和方向）以及溅射出的次级液滴的数量和尺寸分布方面，均存在定量和定性的差异。
在本报告中，我们描述了为理解这些空间结构在液滴撞击动力学中所起关键作用而设计的实验装置，并简要介绍了我们在液滴撞击的飞溅状态以及其他撞击结果方面的研究发现即 弹跳、滑动、部分/完全聚并）。通过遵循下述标准实验方案，可重复性地研究液膜控制对液滴撞击动力学的影响。
方案
1. 实验装置设置
注：见图1。
- 降膜装置
- 首先使用干净、柔软的布清洁基底（玻璃）表面，确保表面无任何污垢附着，以免改变液体的性质。
- 将玻璃基板的支点调整至所需倾斜角度。本研究中采用的倾斜角度β为15˚。
- 打开电动泵，确保薄膜表面有正常的液体流动，以进一步清洁玻璃基板。本实验中使用的测试液体为去离子水。
- 确保基底的整个表面都被润湿。
- 使用流量计测量液膜流速。本研究中，流速在 1.667 x 10-3 和 10 x 10-3 m3/秒，对应相应的液膜雷诺数， Re = ρq/wµ，范围在 55.5 到 333.3 之间 w 为降膜宽度，0.30 m。
- 逐渐调节流路连接处的阀门，以在玻璃基底上获得所需的流速。
- 调节薄膜入口处的千分尺步进装置，使其与所选流速对应的努塞尔特液膜厚度值一致，以避免在薄膜入口处产生水力跃变或空气倒流进入分配室。
- 手动虹吸排出分配室内的所有空气，以在膜表面下游获得均匀的流速。
- 薄膜控制单元
- 确保函数发生器通过数据采集卡（DAC）和一个非自锁继电器连接至电磁阀。
- 打开电磁阀和函数发生器。
- 将函数发生器设置为所需的激励频率。本研究中使用的频率为 2 和 3 Hz。
- 选择所需的波形信号（正弦波、锯齿波、方波） 等等。）。在本研究中，使用了正弦波信号。 图 2A 和 2B 展示未控制薄膜与受控薄膜之间的对比。
- 液滴生成系统
- 将一段洁净的塑料管连接到装有水的注射器上。
- 将注射器插入液滴发生器中。
- 将选定尺寸（根据所需液滴直径而定）的注射器-针头连接到塑料管的另一端。研究的液滴直径范围为 0.0023 至 0.0044 m。
- 调节液滴在薄膜表面以上的下落高度。本研究中，液滴下落高度在0.005至0.45 m范围内变化，对应的撞击速度为0.30 ± 0.02 至 2.96 ± 0.06 m/s。
- 类似地，设定液滴从液膜入口开始的流向冲击位置。本研究中该距离设为0.3 m，以确保液滴冲击前液膜波已充分发展成形。
- 设定注射泵的所需流速。
- 调节流速，使液滴生成频率高于液膜表面所形成波纹的波长，以确保液滴依次撞击受控液膜的不同区域。参见 图2C；并放大显示单个波形 图 2D 以展示各区域下方流场特征的差异19,20.
- 高速成像装置
- 将相机安装在三脚架（或其他合适的固定装置）上。
- 选择所需焦距的微距镜头，并将其连接到相机上。
- 打开高速相机，并确保直接对准薄膜表面。将相机与薄膜表面在水平方向和垂直方向分别对齐至7˚和12˚的偏角。此角度设置可获得冲击过程的优质侧视图像，在流向和展向方向上的分辨率分别为67.5 µm/像素和46.6 µm/像素。
- 使用校准样品，在最大光圈下调节相机镜头的焦点 准确放置在液滴撞击位置。
- 获得清晰对焦后，缩小光圈以确保仅有少量光线进入相机。
- 设置高速相机所需的帧率、分辨率和快门速度。本研究中采用的参数为5000 fps的帧率、800 × 600的分辨率、1/16的光圈大小以及1 µs的快门速度。
- 将漫射器放置在光源前方，如图所示 图1C，以确保照明均匀地分布在成像区域。
- 打开光源，确认照明均匀覆盖成像区域。
2. 校准
注意：参见图3。
- 将直尺放置在液膜流动方向上（恰好位于冲击点处），并拍摄液膜表面测量点的图像。
- 重复步骤2.1，但将直尺置于展向方向。
- 利用上述方法获取液膜表面的空间分辨率。
3. 视频录制与数据采集
- 一旦在装置上形成液膜流动，启动注射泵，观察滴落液滴对液膜表面的影响。
- 启动函数发生器，观察液膜表面产生时空规则的波。
- 确保连续的液滴落在受控薄膜表面的不同区域。
- 观察触发后的帧编号，并将其设置为视频长度的约一半，以充分捕捉撞击过程。
- 打开光源，并在发生撞击时触发图像采集。
- 图像采集完成后，关闭光源以避免液膜过热。
- 在计算机屏幕上直观分析所获得的快照，检查撞击是否发生在平面液膜、毛细波或波峰区域之一。
- 将视频剪辑至显示冲击过程的部分，并以视频或图像格式保存该帧范围。
- 重复步骤 3.5 至 3.8，并记录对膜表面所有区域的单独影响，即. 孤立隆起、毛细波和薄膜
4. 图像后期处理与分析
- 将直尺置于视野中，通过计算1 cm范围内所占的像素数量来确定空间分辨率。利用校准图像获得用于图像尺寸测量的比例因子。
- 比较高速图像中不同撞击区域的撞击过程结果，观察是否存在显著差异。
- 使用适当的MATLAB图像处理程序，测量撞击过程产物的特征参数：例如，在飞溅模式下，测量冠状液膜的高度、直径、壁厚、倾斜角度、冠面朝向，以及喷射出的次级液滴的数量和尺寸分布。
- 对低韦伯数撞击进行与上述4.3节类似的定量分析。从时间序列图像中统计卫星液滴的 pinch-off 时间，测量部分聚并过程中在次级液滴 pinch-off 前所形成液柱的顶端长度和宽度 。测量喷射出的次级液滴的尺寸。统计重复 pinch-off 过程中 cascade 的次数。
- 观察每个区域中的所有定性差异。
结果
主要研究了两类影响：第一类是低惯性液滴的即， 韦伯数，(我们d= ρdu2/σ）范围从 3.1 到 24.0，而第二个适用于高惯性液滴（即，我们d 94 到 539），导致飞溅结果。然而，这两项研究均遵循相同的实验程序。本研究中使用的其他相关无量纲量包括液膜雷诺数（回复 = ρq/wµ，范围在55.5至333之间），液膜韦伯数（我们 = ρhNuN2/σ，范围在 0.1061 至 2.1024 之间），液滴的 Ohnesorge 数（哦 = µ/(ρσd)1/2，范围在 0.0018 至 0.0025 之间）和 Kapitza 数（Ka = σρ1/3/g1/3µ4/3，该值经计算得出水的为3363）。努塞尔膜厚度（hN = [(3µ2Re)/(ρ2gsinβ)]1/3) 范围为 4.034 x 10-4 至 7.328 × 10-4 m，而努塞尔特液膜速度（uN = ρgsinβhN2/3µ) 的取值范围为 0.1376 至 0.4545 m/s。对于上述所有方程， q 是薄膜流动速率，变化范围在 0.001667 和 0.01 m 之间3/s; β 是基底倾斜角度，固定为水平方向的15˚； µ 和 ρ 分别为水的黏度和密度，估计值为 0.001 Pa s 和 1000 kg/m³3; σ 是表面张力（0.072 N/m）；g 为重力加速度（9.81 m/s²）2).
在低惯性冲击中，所观察到的趋势虽然略为相似（图4），但仍表现出若干明显可辨的差异。首先，普遍观察到在波峰区域产生的卫星液滴尺寸始终大于其他冲击区域。相反，在毛细波区域则发现卫星液滴始终非常微小。这是因为撞击液滴产生的径向波受到已有毛细波纹的抑制，从而阻碍了进一步的波传播，使液滴无法在垂直方向充分拉伸，导致其难以形成足够长的垂直液柱，因而仅从细长液柱中喷射出微小的次级液滴。此外还观察到，在波峰区域发生级联现象的趋势明显低于其他区域。在所有被考察的情况中，部分聚并产物几乎不再经历另一次部分聚并，而在平坦液膜上则可观察到多达三至四次的部分聚并。同时，在波峰区域，液柱高度也明显更高，且在流动方向上的倾斜程度最大，与其他区域相比尤为显著。
与其他撞击区域相比，在平坦液膜区域，液滴更倾向于发生反弹现象。这是由于该薄而平坦的液膜对液滴施加了较强的润滑力，减缓了液滴与液膜之间夹层空气的排出（或变薄）过程，从而阻止了二者融合。这一过程导致了液滴明显的形变以及最终的脱离。相比之下，液滴撞击波峰区域时更容易发生部分融合，部分原因在于该区域液膜的厚度、缺乏预先存在的波动（如毛细波区域中所见），以及该区域内流动再循环所导致的润滑力减弱。这些因素共同作用，使得该区域形成的液柱比其他区域更长。
随着液膜流速的增加（即， 薄膜 回复）；对毛细波的影响常导致液滴在毛细波上轻微滑动，而未发生融合（参见 图 5a-5小时）。这个滚动的液滴（图5d-5f随后则攀上迎面而来的孤立波峰（图 5g 和5小时）时会发生部分聚并（未显示）。然而，液滴撞击平坦液膜区域的结果会从稳定的部分聚并转变为倾向于弹跳模式。当液滴撞击毛细波时，液膜的增厚 重新 导致毛细波的波峰更加尖锐，这些尖锐的波峰继而形成一种“垫层”，使液滴在其上“滑行”，从而产生所观察到的液滴滑动现象。在最小情况下 回复在平整液膜区域（大小为初始液滴的90%）通常会观察到液滴迅速脱离的现象，该液滴在最终合并并导致正常部分聚并之前，会经历某种“跳舞”模式。然而，在受控液膜的其他区域则未观察到此现象。
随着液滴的增加 我们d在平坦液膜区域和波峰处，观察到液柱高度均增加，但在毛细波区域则有所降低。
最后，随着液滴尺寸的增大，在平薄膜区域观察到更长且更宽的柱状结构，进而导致更大的卫星液滴产生。然而，在波峰处并未观察到此现象，而是发生了完全聚并的转变。在毛细波上，液滴尺寸的增加导致液滴滑动减少，并转变为部分聚并。但最大的液滴几乎立即发生了完全聚并。这些结果的总结见Table 1。
当液滴速度超过 1.70 ± 0.03 m/s 时，在液膜表面的三个区域均观察到飞溅现象（图6）。然而，尽管在此条件下观察到类似的结果，所形成的冠状结构在形态上存在显著差异，包括其高度、直径、壁厚、倾斜角度、合并时间，以及溅射出的次级液滴的数量和尺寸分布。
在“波浪隆起区域”，冠状结构的形态与“毛细区域”和“平坦液膜区域”中的冠状结构不同，其形状更为规则。该区域的冠状壁更厚，且冠状高度高于在“毛细区域”和“平坦液膜区域”中观察到的冠状高度。此外，与在其他区域形成的冠状结构相比，其边缘喷射出的次级液滴更少。最后，在冠状结构被流动液膜带走之前，可观察到更长的合并时间。
在“毛细波”和“平膜区域”中，冠状结构的形成在多个特征上也存在显著差异。首先，观察到冠状结构的后缘高度受到毛细隆起以及该“毛细波区域”内流动反转动力学的影响，从而导致形成的冠状结构更加直立。这种流动反转使液体质量向后输运，从而增加了冠状结构后缘的高度。然而，在平膜上并未观察到这一现象：冠状结构自然地向液体流动方向倾斜，并且随着雷诺数（Re）的增加而进一步倾斜。这种倾斜在冠状结构的上游和下游端均可见。相比之下，在毛细波上，随着液膜雷诺数（Re）的增加，冠状结构的后侧呈现出更加“直立”的趋势，这与在平膜上观察到的现象恰好相反。然而，由于基底的限制作用，平膜上的冠状结构高度高于毛细波上的冠状结构高度。此外，与平膜相比，毛细波上的冠状边缘更早出现次级液滴的喷射。最后，在平膜上的冠状边缘喷射出的次级液滴数量多于毛细波上的情况。
冠状结构随时间的演化表明，在流动的所有区域中，冠状直径对液膜雷诺数 Re 的依赖性较弱。在“波峰区域”中，Re 的影响最弱。在“平坦液膜区域”中，冠状高度随 Re 增大而增加，这与预期一致，因为较高的 Re 对应更厚的液膜。在“平坦液膜”和“波峰”区域中，冠状结构向流动方向倾斜的程度也随 Re 增大而增加；然而，这一效应在“毛细波区域”中表现得较不明显。
在“波动隆起区域”中，随着雷诺数 Re 的增加，溅射出的次级液滴更少。Re 对冠状液膜高度的影响相对较弱，而冠状液膜的合并时间则随 Re 增加而缩短，这是由于撞击发生时液膜流动速度增加，迅速将合并中的冠状液膜从初始撞击点带走所致。此外，在“波动隆起区域”中，冠状液膜的倾斜方向取决于下落液滴的惯性与流动液膜惯性之间的竞争关系。在较低 Re 时，冠状液膜朝向下游方向；而在较高 Re 值时，则朝向上游方向（图7）。这一趋势在“毛细波区域”和“平坦液膜区域”中并未观察到。
在“毛细波区域”中，较低条件下观察到更多的次级液滴 回复整体冠高也有所增加 重新，以及较低的 回复，液滴喷射主要朝流向方向（冠状边缘前部高于后部，且更倾向于向流向方向倾斜）。在较高条件下，高度变得更为对称 回复这被认为是由于毛细波后部具有较高的隆起，从而抵消了冠状液缘后部的高度。
随着液滴韦伯数效应的增强，可以观察到冠状直径随其增大而增长速率显著提高 我们d；最大的速率与“波浪隆起区”相关。在此飞溅模式下观察到的溅射次级液滴数量和尺寸分布的进一步差异如图所示。 图8 和 图9，分别。这些结果的总结如下所示 表 2.
图1：实验装置。（A） 实验装置示意图, 包括用于液体在倾斜玻璃基底上形成液膜的液膜下落单元；液膜控制单元（由电磁阀组成，该电磁阀通过数据采集卡和函数发生器连接至非自锁继电器，函数发生器发送自动信号以控制电磁阀的开启与关闭）；用于从液膜表面以上特定计算高度生成可控尺寸液滴的注射泵，以及用于数字成像的高速相机。所得结果在计算机系统中进行分析。转载自 Adebayo & Matar 201715 经英国皇家化学学会许可。 (B) 装置的示意图。 （C）-（D） 照明布置的图示说明。 请点击此处以查看此图的放大版本。
图2：膜层控制对流动液膜上波演化动力学的影响。 （A） 薄膜控制前薄膜表面的阴影图像。该薄膜表现出自然演化的波纹，具有随机性，并呈现出不规则的时空动力学特征。 (B) 施加外力后液膜表面的阴影图像。波纹在时空上具有规律性且可预测，使得空间结构对液滴撞击的影响易于研究。 (C) 受控流动液膜上的孤立波形成：突出显示液膜表面的不同区域 即 毛细波、平坦膜区和波峰区域。 (D) 单一波形结构的放大视图，显示各区域中的流动轮廓。图示经 Adebayo 允许转载 & Matar 201715 经英国皇家化学学会许可。 请点击此处以查看此图的放大版本。
图3：5000 fps下的空间分辨率。 当基底倾斜角度为15˚时，流向和展向的空间分辨率分别计算为67.5 µm/像素和46.6 µm/像素。 请点击此处查看该图的放大版本。
图 4：薄膜控制对低惯性液滴撞击受控流动薄膜不同区域结果的影响，与未受控薄膜进行对比。液滴下落高度为 0.005 m，液滴尺寸为 3.3 mm，薄膜流速为 5 × 10-3 m3/s，激励频率为 2 Hz，对应薄膜 Re 为 166.5，液滴 We 为 3.134 且 Oh 为 0.0021。液滴接近薄膜表面（a），在接触瞬间（b）触发液滴与薄膜之间夹持空气层的排空过程。这导致液滴形状发生变形，并在薄膜表面从撞击点开始产生径向扩展的毛细波纹（c-d）。一旦空气层破裂，可观察到液滴与液膜发生合并（e），并形成垂直生长的圆柱形液柱（在部分或完全合并情况下）。随后，毛细波在所形成的液柱上爬升，使其进一步拉长。最终，在部分合并情况下可观察到卫星液滴的断裂分离（g-h），其尺寸小于初始母液滴。还可观察到合并过程的重复发生（i-j）。在观察到的结果（如反弹、滑移或部分合并）以及级联现象的存在方面，存在定性差异；而在断裂时间、所形成液柱的尺寸（高度和宽度）、喷射出的卫星液滴尺寸以及级联发生位置方面，则存在定量差异。请点击此处查看该图的放大版本。
图 5：液滴在受控流动液膜的毛细波区域上的滑动。 液滴直径为 2.3 mm，下落高度为 0.008 m，液膜流量为 10 × 10-3 m3/s，对应的 Oh = 0.0024，Wed = 5.014，液膜 Re = 333。激励频率为 2 Hz。(a) 接近阶段。(b) 接触阶段。(c–f) 滚动液滴。(g–h) 攀爬迎面而来的孤立波峰。 请点击此处查看该图的放大版本。
图6：液膜控制对在受控流动液膜不同撞击区域上飞溅现象的影响，与未受控液膜的对比。 液滴直径为3.3 mm，下落高度为0.25 m，液膜流速为5 × 10-3 m3/s，对应的Oh = 0.0021，Wed = 224.8，液膜Re = 166.5。施加的扰动频率为2 Hz。液滴接近液膜表面（a），在接触瞬间（b）形成喷射薄层，并发展为冠状结构（c）。冠状结构持续增长（d-e），随后发生瑞利-普拉托不稳定性，导致其边缘喷射出更小的次级液滴（f-j）。随后冠状结构坍塌并与液膜合并（k），被后续流动带走。在不同撞击区域，撞击结果的独特差异体现在所形成冠状结构的尺寸（高度和直径）、喷射出的次级液滴数量及其尺寸分布、冠状结构倾斜程度、壁厚、冠状结构朝向以及最终合并时间。图示内容经英国皇家化学学会许可，引自Adebayo & Matar 201715。 请点击此处查看该图的放大版本。
图7：液膜雷诺数（Re）和液滴韦伯数（We）对“波峰区域”冠状液膜扩展传播的影响。 液滴直径为3.3 mm，对应的Oh = 0.0021，液滴下落高度从0.20 m变化至0.35 m（对应 Wed = 179.8 - 314.7），同时液膜雷诺数Re在55.5至333范围内变化。红色菱形表示冠状液膜朝向下游方向的结果，蓝色菱形表示冠状液膜朝向上游方向的结果。冠状液膜的倾斜方向受撞击液滴惯性与流动液膜惯性之间竞争的影响。具体而言，在低Re条件下，冠状液膜倾向于沿流动方向倾斜；但随着流动液膜的惯性作用增强，倾斜方向发生改变并朝向上游。当Re超过约250时，无论Wed大小如何，冠状液膜始终维持朝向上游的方向。图示内容经英国皇家化学学会许可，转载自Adebayo & Matar 201715。 请点击此处查看该图的高清版本。
图8：在受控液膜的不同撞击区域（即从左至右分别为“毛细波”、“平坦液膜”和“波峰”区域）中，冠状边缘喷射出的次级液滴数量的变化，与非受控液膜的情况进行对比。 液滴直径为3.3 mm，对应Oh = 0.0021；液滴下落高度在0.20至0.35 m之间变化，导致撞击速度范围为1.981 - 2.621 m/s（对应Wed = 179.8 - 314.7）。红色矩形表示液滴下落高度为0.35 m，绿色菱形为0.3 m，蓝色圆形为0.25 m，橙色正方形为0.2 m。在所有区域中，喷射出的次级液滴数量均随液滴We的增加而增加；而随着液膜Re的增加，趋势则不一致：在波峰区域，喷射出的次级液滴数量减少；而在毛细波和平坦液膜区域，数量略有增加。在毛细波区域，当液膜Re约为166.5时出现一个低谷，这是由于液滴与液膜切向速度之间竞争的结果。在非受控液膜上观察到的不规则趋势，被认为是由液膜表面波的随机性所导致。经英国皇家化学学会许可，转载自Adebayo & Matar 201715。 请点击此处查看该图的放大版本。
图9：撞击区域对受控液膜与无控液膜中喷射次级液滴尺寸分布的影响。 液滴直径为3.3 mm，液膜流速为5 × 10-3 m3/s，对应液膜雷诺数（Re）为166.5，液滴奥内佐格数（Oh）为0.0021。液滴下落高度分别为0.2、0.25、0.3和0.35 m，对应的韦伯数（Wed）分别为179.8、224.8、269.8和314.7。在毛细波区域，随着韦伯数的增加，分布形状基本保持不变，但尺寸在0.5至1.0 mm范围内的液滴数量明显增多。然而，在平坦液膜区域，液滴尺寸分布范围为0至2.0 mm，且随着韦伯数的增加，分布向0至0.5 mm的小液滴方向偏移。喷射出的小液滴数量的增加，明显将平坦液膜区域与其他区域区分开来。在波峰区域，尺寸分布显示，即使在所考察的最小韦伯数下，仍会喷射出1.0至2.0 mm的大液滴。相比之下，无控液膜的液滴尺寸分布由于此类液膜上波浪的随机性，未表现出明显可辨的特定形状。图示内容经英国皇家化学学会许可，转载自Adebayo & Matar 201715。 请点击此处查看该图的放大版本。
| 参数 | 毛细波区域 | 平坦液膜区域 | 波峰区域 |
| 液柱顶点高度 | 短 | 中等 | 高 |
| 卫星液滴尺寸 | 小 | 中等 | 大 |
| 级联现象是否存在 | 罕见 | 存在 | 无 |
| Re 增大的影响 | 滑移现象 | 弹跳现象 | 转变为完全聚并 |
| We 增大的影响 | 液柱高度降低 | 液柱高度增加 | 液柱高度增加 |
| Oh 减小的影响 | 液滴滑移减弱 | 液柱更长更宽，卫星液滴更大 | 转变为完全聚并 |
表1. 低惯性液滴在受控流动液膜不同区域冲击动力学的参数差异。
| 参数 | 毛细波区域 | 平坦液膜区域 | 波峰区域 |
| 冠状液面形状 | 不规则 | 不规则 | 规则 |
| 冠状液面高度 | 高 | 更高 | 最高 |
| 冠状液面壁厚 | 薄 | 更薄 | 厚 |
| 次级液滴数量 | 较多 | 最多 | 极少/无 |
| 冠状液面倾斜角 | 随液膜 Re 增大而减小 | 随液膜 Re 增大而增大 | 在 Re 超过 250 后发生反转 |
| 合并时间 | 迅速 | 缓慢 | 进一步延迟 |
| 液膜 Re 增大的影响 | 冠状液面变得更“直立” | 冠状液面高度增加，沿液膜流动方向的冠状液面倾角更陡 | 次级液滴数量减少，当 Re 超过 250 时冠状液面朝向发生变化 |
| 液滴韦伯数（Weber）增大的影响 | 次级液滴出现更早且数量增多，冠状液面直径增大 | 次级液滴数量、冠状液面高度和直径均增加，次级液滴尺寸减小 | 次级液滴数量、冠状液面高度、直径、合并时间均增加，并伴随冠状液面朝向的变化 |
| 液滴 Oh 数减小的影响 | 冠状液面直径和高度增加 | 冠状液面直径和高度增加 | 冠状液面直径和高度增加 |
表2. 高惯性液滴在受控流动液膜不同区域撞击动力学的参数差异（飞溅状态）。
讨论
在本节中，我们提供一些必要的提示，以确保从该实验方案中获得定性结果。首先，液膜流动所用的玻璃基底必须保持完全洁净，以确保液膜的性质不受影响。可通过定期清洁来实现（可能使用合适的洗涤剂，并在托盘上方擦拭，以避免洗涤剂溶解进入系统）。同样，经过若干次实验后，应定期更换全部测试液体，以保证结果的准确性。
其次，流体分配室必须具有良好的网格结构，同时保持密封，以确保流出的液膜均匀。每次实验前可通过手动虹吸法将分配箱中的空气排出。建议在液膜入口处使用微米级调节装置，将入口处的间隙高度精确设置为根据对应雷诺数下液膜流动的努塞尔特估计所预测的液膜厚度，从而防止入口处发生水力跃变或回流。
必须始终正确检查并确认电磁阀的操作状态。这是因为需要适当的流动脉动以确保产生受迫波。可通过电磁阀规律的咔嗒声以及连接管道中可感知的脉动来检查这一状态。还必须谨慎设置进入注射泵的液体流速，以确保液滴以滴落方式被排出，避免在下落前发生任何预加速现象。
必须确保高速相机的适当校准，以获得非常准确的结果。选择光圈大小时，还需仔细考虑景深、曝光时间以及整体图像亮度等参数。在视频录制过程中进行相机触发时，用户还需估算触发前应记录的帧数。该数值可能因个体差异而异，具体取决于液滴撞击时间，因此建议在正式测量前进行多次试测练习。同样，光源必须合理布置并充分散射，以尽量减少图像中的阴影。
需要注意并牢记的是，本研究的主要重点是波浪对下落液滴冲击动力学的贡献，因此规则波浪结构的形成对于准确研究其背后的物理机制至关重要。当观察到波浪结构迅速转变为三维结构时，建议减小基底的倾斜角度14,19，以促进波浪结构更缓慢地转变。
该技术的一个局限性在于缺乏能够测定冲击区域实际瞬时膜厚的测量装置。若有此类装置，将能为所观察到的整体现象提供更详细的补充信息。
总之，本报告所述方法也可用于研究简单的波演化动力学，而所描述的高速成像系统则可应用于液滴破裂等具有快速动态过程的多个研究领域21,22/融合23，颗粒射流24, 等等。 在微时间尺度上观察到重要现象。
披露
作者声明无任何利益冲突。
致谢
本工作由尼日利亚石油技术发展基金（PTDF）和英国工程与物理科学研究理事会通过MEMPHIS项目资助（项目编号EP/K003976/1）。作者还感谢与Che Zhizhao博士的有益讨论。
材料
| 姓名 | 公司 | 目录编号 | 评论 |
|---|---|---|---|
| 函数发生器 | GW INSTEK | AFG 2005 系列，数字式。Geo0852266 | 可产生多种波形信号，包括正弦波、方波和锯齿波，频率范围为 0.1 Hz - 5 MHz。 |
| 注射泵 | Braintree Scientific Inc. | Bs-8000 /225540 | |
| 电磁阀 | SMC-VXD | 2142A. 0AE-5001 | 先导式两位两通阀 |
| 继电器 | Takamisara | A5W-K. 154424C-03L | |
| 电动泵 | Clarke SP | SPE1200SS 1 | |
| 流量计 | RS Components | CYNERGY3 UF25B 14011600040110 | 测量范围：0.2–25 L/min |
| 千分尺步进装置 | RS Components | 千分头 | 精度 0.01 mm，量程 0–13 mm |
| 高速相机 | Olympus | I-SPEED 3. | 最高可实现每秒 100,000 帧的录制速度。 |
| 光源 | TLC Electrical Supplies | IP54 -黑色 | 双层封闭式卤素泛光灯，额定功率 500 W。 |
| 光扩散器 | OptiGraphix | DFPMET | 厚度 250 μm |
| 玻璃基板 | Instrument Glasses Ltd | 钠钙浮法玻璃；570 mm × 300 mm × 4 mm | 平面度公差 0.02/0.04。 |
| 微距镜头 | (a) Nikon (b) Sigma | (a) AF-Micro-Nikkor 60 mm f/2.8 D (b) 105 mm f/2.8 Macro-Ex | |
| 测试液体 | 帝国理工学院分析实验室提供的去离子水 | 标准溶液 (AnalaR) |
参考文献
- Yarin, A. L. Drop impact dynamics: Splashing, spreading, receding, bouncing…. Annual Review of Fluid Mechanics. 38, 159-192 (2006).
- Rein, M. Phenomena of liquid drop impact on solid and liquid surfaces. Fluid Dynamics Research. 12 (2), 61-93 (1993).
- Liang, G., Mudawar, I. Review of mass and momentum interactions during drop impact on a liquid film. International Journal of Heat and Mass Transfer. 101, 577-599 (2016).
- Dam, D. B., Le Clerc, C. Experimental study of the impact of an ink-jet printed droplet on a solid substrate. Physics of Fluids. 16 (9), 3403-3414 (2004).
- Worthington, A. M. A study of splashes. , Longmans, Green, and Company. (1908).
- Edgerton, H. E., Killian, J. R. Flash! Seeing the unseen by ultra-high-speed photography. , CT Branford Co. (1954).
- Josserand, C., Thoroddsen, S. T. Drop impact on a solid surface. Annual Review of Fluid Mechanics. 48, 365-391 (2016).
- Kolinski, J. M., Mahadevan, L., Rubinstein, S. M. Lift-off instability during the impact of a drop on a solid surface. Physical Review Letters. 112 (13), 134501(2014).
- Hobbs, P. V., Osheroff, T. Splashing of drops on shallow liquids. Science. 158 (3805), 1184-1186 (1967).
- Adomeit, P., Renz, U. Hydrodynamics of three-dimensional waves in laminar falling films. International Journal of Multiphase Flow. 26 (7), 1183-1208 (2000).
- Blanchette, F., Bigioni, T. P. Dynamics of drop coalescence at fluid interfaces. Journal of Fluid Mechanics. 620, 333-352 (2009).
- Wang, A. B., Chen, C. C. Splashing impact of a single drop onto very thin liquid films. Physics of Fluids. 12 (9), 2155-2158 (2000).
- Che, Z., Deygas, A., Matar, O. K. Impact of droplets on inclined flowing liquid films. Physical Review E. 92 (2), 023032(2015).
- Craster, R. V., Matar, O. K. Dynamics and stability of thin liquid films. Reviews of Modern Physics. 81 (3), 1131(2009).
- Adebayo, I. T., Matar, O. K. Droplet impact on flowing liquid films with inlet forcing: the splashing regime. Soft Matter. 13 (41), 7473-7485 (2017).
- Chang, H. H., Demekhin, E. A. Complex wave dynamics on thin films. 14, Elsevier. (2002).
- Liu, J., Gollub, J. P. Solitary wave dynamics of film flows. Physics of Fluids. 6 (5), 1702-1712 (1994).
- Benjamin, T. B. Wave formation in laminar flow down an inclined plane. Journal of Fluid Mechanics. 2 (6), 554-573 (1957).
- Kalliadasis, S., Ruyer-Quil, C., Scheid, B., Velarde, M. G. Falling liquid films. 176, Springer Science & Business Media. (2011).
- Adebayo, I., Xie, Z., Che, Z., Matar, O. K. Doubly excited pulse waves on thin liquid films flowing down an inclined plane: An experimental and numerical study. Physical Review E. 96 (1), 013118(2017).
- Turitsyn, K. S., Lai, L., Zhang, W. W. Asymmetric Disconnection of an Underwater Air Bubble: Persistent Neck Vibrations Evolve into a smooth Contact. Physical Review Letters. 103, 124501(2009).
- Miskin, M. Z., Jaeger, H. M. Droplet Formation and Scaling in Dense Suspensions. Proceedings of the National Academy of Sciences of the United States of America. 109, 4389-4394 (2012).
- Paulsen, J. D., Burton, J. C., Nagel, S. R. Viscous to Inertial Crossover in Liquid Drop Coalescence. Physical Review Letters. 103, 114501(2011).
- Royer, J. R., et al. Birth and growth of a granular jet. Physical Review E. 78, 011305(2008).
重印与许可
标签
