清华大学 能源与动力工程系, 热科学与动力工程教育部重点实验室, 北京 100084
收稿日期：2019-05-06
基金项目：国家自然科学基金资助项目（51176092）
作者简介：胡羽(1986-), 男, 博士研究生
通讯作者：祁海鹰, 教授, E-mail:hyqi@mail.tsinghua.edu.cn
摘要：为深化对旋涡热强化效应的认识，针对特殊旋涡——龙卷旋涡开展冷态流动特性的实验研究。测量了不同旋射管进气道面积对龙卷旋涡初始真空度的影响及强旋状态下的速度分布。结果表明：旋射管质量流量对初始真空度具有决定性影响，质量流量越高，初始真空度绝对值越大；龙卷旋涡的各速度分量均可用半经验涡模型统一表征，速度分布随旋流强度的降低出现显著转变；中空结构的出现及维持的根本原因是较高的旋流强度；径向卷吸的出现标志着旋流强度的显著降低。该研究成果丰富了对龙卷旋涡的流体力学认识，为揭示旋流热强化效应机理的研究提供了重要参考。
关键词：旋涡热强化龙卷旋涡旋射管速度分布涡模型
Flow characteristics of free swirling jet with special structures
HU Yu, GONG Yingli, SUN Xinyu, HUANG Xingliang, QI Haiying
Key Laboratory for Thermal Science and Power Engineering of Ministry of Education, Department of Energy and Power Engineering, Tsinghua University, Beijing 100084, China
Abstract: Vortex thermal-intensification was studied by measuring the cold flow characteristics of a tornado-like vortex. The experiments measured the effect of the inlet channel area of a vortex generator on the initial vacuum and velocity distribution with strong swirl. The results show that the air mass flow rate strongly influences the initial vacuum with the vacuum increasing with the mass flow rate. All the velocity components of the tornado-like vortex can be described by semi-empirical vortex models with the velocity distribution varying significantly as the swirl intensity decreases. A strong swirl intensity is found crucial to the formation and maintenance of the hollow-core structure. The occurrence of radial entrainment indicates a significant decrease in the swirl intensity. These observations extend the understanding of the tornado-like vortex related to vortex thermal-intensification and provide important reference for exploring these mechanisms in the future.
Key words: vortex thermal-intensificationtornado-like vortexvortex generatorvelocity distributionvortex model
最近研究[1-2]发现，将一种特定流动形式的旋涡置于发动机燃烧室高温环境中，并控制其与外围高温气流的流量比小于6%，调控气流温度至210 ℃时，Pitot管测得的旋涡边界外侧气流切向速度迅速降低了2 m/s，这意味着环境气流对旋涡的旋转跟随性减弱，当地速度梯度加大；温度进一步升至450~550 ℃后，旋涡显著加速；在550 ℃以上的环境温度下，用相位Doppler测速仪和热偶测量旋涡及周围流场和温度场，观察到旋涡切向速度较冷态时显著升高，但轴向速度无明显变化。这种旋涡-火焰作用的特殊现象提示了不依靠机械，即可直接将热能转化为旋涡旋转动能的可能性，引起了人们的关注。
文[1-2]分析认为，这种现象不是气体受热膨胀导致的加速，而是旋涡受热强化现象，可用流体力学的Crocco定理[3]解释，即理想气体的绝热定常流动中，总焓梯度与流动旋度之间存在明确的定量关系。当旋涡周围存在热环境并形成径向热焓梯度时，向旋涡体系输入的能量(热能)会使旋涡得到增强，提高旋流强度。这反映出旋涡与热之间的重要关系[1-2]，但相关机理尚未得到完整揭示。
这种特殊旋涡外形与龙卷风相似，且借助旋射管生成，本质上属于自由旋射流，被称为龙卷旋涡[4]。研究发现，龙卷旋涡在流动结构上具有若干特征：1)在近出口段具有封闭的中空结构，其中压强极低，可至-70 kPa(表压)[4]。2)在自由流动下呈现出显著的径向温差分布[4-5], 流场内温度沿径向自外向内逐渐降低，最低处较室温可降低40 ℃。3)外形呈“漏斗状”, 在近出口段，射流宽度基本恒定，之后加速扩张[4]。
龙卷旋涡的流动特征与常见的自由旋射流存在显著差别。有关液体环膜射流的研究[6]报道过旋射流的中空结构，但被认为是液体表面张力的作用结果，与气体旋射流有本质区别。典型的自由气体旋射流所具有的中空结构外形均呈现径向扩张、中空区域开放、张角大等典型特征[7-9]，并且通常借助中心钝体[10]或在此基础上加装旋流器的方式来诱导产生[11]。除此以外，前期的研究也表明[4]，龙卷旋涡的静压及温度分布也与典型自由旋射流[12]不同，但相关机理尚未得到明确揭示。
已有研究发现，在旋涡-火焰相互作用中，旋涡自身流动特性往往具有关键影响[9]。相关研究既有聚焦于旋涡自身流动的，如涡旋运动的理论模型[13-17]、旋流运动的结构与特性[12, 18]、涡结构的生成与演变[19-20]；也有关注旋涡-火焰复杂耦合过程的，如旋流燃烧器的设计与优化[7-8, 21]、小尺度流动对外围火焰场的调控[22-26]、旋涡-火焰的相互作用机制[9]等。但是，未见研究报道龙卷旋涡的冷态流动特性。
本文针对龙卷旋涡的流场速度分布及其模型化表征开展了实验研究，分析龙卷旋涡的冷态流动特性。
1 实验系统、测量方法与实验条件1.1 实验系统图 1是龙卷旋涡冷态流动特性测量实验系统，主要由旋射管、压缩空气系统、测量系统组成。
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| 图 1 实验系统流程图 |
| 图选项 |
压缩空气系统为旋射管提供高压空气，以生成龙卷旋涡；主要由空压机(复盛W-2.0/0.7(TA-125))、储气罐、除油除水罐、稳压阀等设备组成。
测量系统包括金属浮子流量计、引压探针及压力传感器、热电偶及温度变送器、相位Doppler测速仪(phase Doppler anemometer, PDA)及高压给粉器。
采用空心玻璃珠(直径3~6 μm)作为示踪粒子，配合高压给粉器使用，用于可视化实验及PDA测速。高压给粉器以瓶装高压(4.0 MPa)氮气作为气源，将携带示踪粒子的气流由支路注入主气流。
1.2 旋射管旋射管由涡流体和延长段组成，如图 2a所示。压缩空气切向进入涡流体腔，再通过涡流体壁面的流道切向流入涡流体内部并产生旋转。气流在轴向上受压差驱动进入延长段。在通过延长段的过程中，轴向速度逐渐增大，最后自管口喷出，形成龙卷旋涡。
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| 图 2 旋射管结构图 |
| 图选项 |
涡流体横截面结构如图 2b所示。涡流体用3-D打印制造，材料为ABS树脂。其壁面的狭缝流道沿周向对称均匀分布。流道的设计线型以局部阻力损失最小为原则，在此前提下尽可能提高出流速度。
不同型号涡流体的流量特性可参考文[4]；本文选择的是现有型号中流阻最小的a00-07ar。其中：a代表涡流体内墙为圆柱形，ar代表流道线型为弧线。
旋射管延长段直径为D，长度为L，长径比L*=L/D。
1.3 测量方法1.3.1 流量旋射管工作压力高，主气流流量大。使用金属浮子流量计(北京凌云流量仪表，Y1410C964)对旋射管流量Qi进行监测。标况流量Qi, N与流量计示值的换算关系为
| ${{Q}_{\text{i, N}}}={{Q}_{\text{i}}}\sqrt{\frac{{{p}_{\text{i}}}{{T}_{0}}}{{{p}_{0}}{{T}_{\text{i}}}}}.$ | (1) |
1.3.2 压力流动的离心作用会使涡流体中心压力下降，负压的绝对值即为初始真空度Δpvt, 0，反映了龙卷旋涡的初始旋流强度。
压力测量包括初始真空度Δpvt, 0以及旋射管的进气压力pi，均采用焊接在旋射管上的引压管(直径0.5 mm)外接差压式压力传感器进行测量。压力传感器型号为日本横河川仪EJA110A。
1.3.3 温度使用K型热电偶测量主气流进气温度Ti。
1.3.4 速度采用PDA测量龙卷旋涡的冷态速度场，测量系统使用Dantec Dynamics三维PDA测速仪。示踪粒子为粒径3~6 μm的空心玻璃珠，使用自制的高压给粉器将示踪粒子供入主气流。
1.4 实验工况与条件文[4]已经对旋射管进气压力pi及长径比L*等因素对Δpvt, 0的影响进行了研究。为进一步考察旋射管结构对Δpvt, 0的影响，本文使用不同进气道面积的涡流体测量Δpvt, 0的变化。
如表 1所示，分别在pi=0.1~0.5 MPa的工况范围内，开展了涡流体内初始真空度Δpvt, 0的测量(工况1~6)，考察操作条件及旋射管型号的影响。表 1中，a00-07ar-Ⅰ即文[4]中a00-07ar型旋射管。以此为基准，其余3种型号旋射管的进气道面积以0.5倍率逐渐减小，即a00-07ar-Ⅳ的进气道面积是a00-07ar-Ⅰ的1/8。型号最后的数字表示长径比，例如，a00-07ar-Ⅰ_13即代表长径比为13的a00-07ar-Ⅰ型旋射管。
表 1 旋涡流动特性实验工况及条件
| 编号 | 大气参数 | 旋射管 | 高压给粉器 | |||||||||
| Pa | Ta | 型号 | Ti | Pi | Qi | Qp | ||||||
| kPa | ℃ | ℃ | MPa | N·m3·h-1 | N·m3·h-1 | |||||||
| 1 | 101.58 | 21.2 | a00-07ar-Ⅰ_13 | 20.5 | 0.05~0.4 | 14.1~64.5 | ||||||
| 2 | 101.39 | 20.5 | a00-07ar-Ⅰ_15 | 20.1 | 0.05~0.5 | 13.6~78.0 | ||||||
| 3 | 101.48 | 20.9 | a00-07ar-Ⅱ_7 | 20.2 | 0.15~0.5 | 12.7~42.0 | ||||||
| 4 | 101.50 | 21.0 | a00-07ar-Ⅱ_15 | 20.4 | 0.05~0.5 | 8.6~42.9 | ||||||
| 5 | 101.61 | 21.3 | a00-07ar-Ⅲ_7 | 20.6 | 0.3~0.5 | 16.1~24.6 | ||||||
| 6 | 101.66 | 21.5 | a00-07ar-Ⅳ_7 | 20.6 | 0.3~0.5 | 流量过小 无法测量 | ||||||
| 7 | 101.49 | 20.9 | a00-07ar-Ⅰ_13 | 20.3 | 0.5 | 79.2 | 1.20 | |||||
| 注：1) Ⅰ、Ⅱ、Ⅲ、Ⅳ代表进气道布置方式，涡流体整体结构无区别；2) Qp为松动风流量; 3) Pa和Ta分别为测量时的环境压力和温度。 | ||||||||||||
表选项
另外，在进气压力pi=0.5 MPa的条件下开展了PDA测速实验(工况7)。
2 结果与分析2.1 龙卷旋涡的整体结构及形态如图 3a所示，龙卷旋涡的整体形态与直射流较为接近，在旋射管出口附近未观察到大尺度的涡破碎结构。
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| 图 3 (网络版彩图)龙卷旋涡形态[4] |
| 图选项 |
断面多重曝光图像(图 3b)展示了旋射管出口附近的中空结构。这种特殊结构自出口出现，至轴向断面Z*=4.0左右逐渐消失。Z是轴向坐标，Z*=Z/D表示量纲为1的轴向位置。
已有研究表明，在中空结构存在的流动区域内，龙卷旋涡内部压力极低并存在显著的温差分布，这些特性被认为与旋转强度密切相关[4]。
龙卷旋涡具有“漏斗”型轮廓(图 3b中虚线标示)。从旋射管出口至Z*=6.0左右，射流直径都没有出现显著扩张。这与直射流半径呈线性增长的情形有较大区别，说明这个区域内，龙卷旋涡对周围气体的卷吸较弱。从Z*=7.5开始，龙卷旋涡的轮廓曲率明显增加，直径增长显著加快，表明卷吸增强。结合已有研究的结果，可将流动沿轴向大致分为初始段(Z*＜1.0)、强旋段(Z*=1.0~4.0)、过渡段(Z*=4.0~7.5)以及充分发展段(Z*＞7.5)。
2.2 初始真空度Δpvt, 0的变化图 4所示为同等进气压力条件下，旋射管进气道面积对Δpvt, 0的影响。图 4结果显示，Δpvt, 0整体水平随进气道面积减小逐渐降低。若以pi=0.5 MPa的数据为准，旋射管进气道面积每降低1/2，初始真空度大致减少40%左右。
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| 图 4 初始真空度随旋射管进气道面积的变化 |
| 图选项 |
结合文[4]的结果可知，在不同的操作条件及旋射管结构参数中，对Δpvt, 0形成显著影响的只有进气压力与旋射管进气道面积。若将两者综合考量，两者共同决定了进入旋射管的压缩空气流量。基于此，进一步分析旋射管流量对Δpvt, 0变化的影响。
如图 5所示，对于稳定运行的旋射管，其中心的负压源于旋流的离心作用，旋转产生的离心力由径向压力梯度▽rp来平衡，即
| $\Delta {{p}_{\text{vt}, 0}}={{\rho }_{0}}W_{0}^{2}.$ | (2) |
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| 图 5 初始真空度与进口切向速度的关系 |
| 图选项 |
其中ρ0和W0分别为旋射管进气道平面上流体的密度和切向速度。
以式(2)为基础，将气体通过旋射管的流动考虑为一维绝热可压缩流动，可最终得到
| $ \Delta {{p}_{\text{vt, 0}}}\tilde{\ }\left( {{p}_{\text{i}}}+\frac{{{{\dot{m}}}^{2}}}{2{{\rho }_{\text{i}}}A_{\text{i}}^{\text{2}}} \right). $ | (3) |
通过简单的量级分析就可发现，pi量级约为105,
ρi与Ai均为系统上游的固定操作条件，在旋射管规格确定的情况下，pi实际上也与旋射管流量有固定的换算关系，因此式(3)实际上表明了Δpvt, 0是
受条件限制，本实验中并未对
如图 6所示，通过考察不同规格旋射管初始真空度与流量间的关系可发现
| $\Delta {{p}_{\text{vt, 0}}}=-0.007Q_{\text{i}\text{.N}}^{\text{2}}+1.607{{Q}_{\text{i}}}_{\text{, N}}.$ | (4) |
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| 图 6 初始真空度随旋射管流量的变化 |
| 图选项 |
初始真空度变化的研究说明，无论pi、L*和涡流体进气道面积如何变化，流经旋射管的空气流量将决定Δpvt, 0的水平。三者变化带来的影响，最终可通过Qi, N一个参数的变化来体现。
2.3 速度分布结合可视化观察及压力和温度的测量结果[4]可以发现，从强旋段经过渡段最后进入充分发展段的过程中，龙卷旋涡完成了从强旋自由射流到弱旋(接近无旋)自由射流的转变，最终在Z*=7.5处进入弱旋/无旋状态。Δpvt, 0的变化则表明，更高的进气压力(旋射管流量)可生成旋流强度更大的龙卷旋涡。
本文在pi=0.5 MPa的操作条件下，以Z*=7.5为上限，着重研究了龙卷旋涡在强旋段及过渡段的速度分布，以揭示其强旋流动状态下的特殊性质。
2.3.1 轴向速度如图 7a所示，近旋射管管口处龙卷旋涡轴向速度极高，接近150 m/s；极值出现在管口附近，自管口边缘开始迅速衰减。在Z*=2.0和Z*=3.0平面内，轴向速度沿径向呈单峰分布，峰值较Z*=1.5平面外移，且数值显著下降。这表明从初始段至强旋段，龙卷旋射流显著扩张，符合可视化观察的结果。
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| 图 7 轴向速度分布 |
| 图选项 |
随着流动的发展，轴向速度的峰值逐渐减小，径向位置逐渐外移。根据轴向速度在各截面的峰值位置可知，龙卷旋射流宽度在强旋段保持相对稳定，从过渡段开始加速扩张。
图 7b所示为量纲为1的轴向速度的径向分布。此处定义量纲为1的轴向速度U/Umax和量纲为1的轴向速度特征半径ηU=r/rc, U。其中：Umax为平面内最大轴向速度；rc, U为Umax出现的径向位置，称为轴向速度特征半径。
量纲为1的轴向速度整体上呈M型分布。龙卷旋涡中心至ηU=1的范围内，轴向速度不断升高；从ηU=1至外围则反之。各截面速度曲线呈现出自模性，这与圆湍射流类似。但M型分布却与圆湍射流的轴向速度的Gauss分布有较大区别，这是由于强旋诱导的中心负压导致轴线上形成逆压梯度，对轴向流动造成了抑制。量纲为1的轴向速度的M型分布反映了旋转对轴向速度的影响，是龙卷旋涡兼具直射流与旋流特征的直接体现。
因此，通过将旋流与直射流线性叠加，可对量纲为1的轴向速度进行模型化表征，
| $\frac{U}{{{U}_{\text{max}}}}=\frac{{{K}_{1}}}{\eta _{U}^{2}+\frac{{{K}_{2}}}{\eta _{U}^{2}}}+{{K}_{3}}\text{exp}\left( -\eta _{U}^{2} \right).$ | (5) |
K1、K2由边界条件(U/Umax)|ηU=1=1和(U/Umax)′|ηU=1=0共同确定；K3=UC/Umax称为中轴速度变化系数，是各轴向平面内龙卷旋涡中心的轴向速度与最大轴向速度之比，体现了旋转诱导的逆压梯度对轴向流动的抑制作用。K3的取值显然与旋流强度有关。旋流强度越高，K3越小，表明轴向流动受到的抑制越明显。Chigier等[12]曾针对这一现象进行了实验研究，发现旋转对自由旋射流的轴向速度分布有影响，得到的结果与本文类似。
2.3.2 切向速度切向速度的径向分布如图 8所示。图 8a为原始数据，图 8b为量纲为1的切向速度分布。如图 8a所示，切向速度整体上较轴向速度更低，沿径向呈明显的单峰分布。在初始段，切向速度峰值出现在旋射管管口边缘附近。随着流动沿轴向发展，峰值的大小逐渐降低，峰值的径向位置逐渐外移。可见，切向速度在强旋段内较为缓慢，但进入过渡段后变化显著加速。当流动进入充分发展段后，切向速度的峰值出现在2.5倍管口直径处，仅为初始段的1/8左右，表明旋流强度在强旋段之后迅速衰减，龙卷旋射流直径亦迅速扩大。因此，旋流强度与中空结构的变化是一致的，可以推断较高的旋流强度是中空结构稳定存在的必要条件。
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| 图 8 切向速度分布 |
| 图选项 |
此处定义量纲为1的切向速度W/Wmax和量纲为1的切向速度特征半径ηW=r/rc, W。其中：Wmax为平面内的最大切向速度；rc, W的位置为Wmax出现的径向位置，称为切向速度特征半径，一般认为即是涡核边界。根据此定义，可得到图 8b的结果。
如图 8b所示，量纲为1的切向速度在整体上呈M型分布，是典型的旋流切向速度分布。以ηW=1为界，龙卷旋涡内部(ηW < 1)的速度增长明显呈线性发展，表明该区域内流动具有近刚体旋转的特征；当ηW>1时，切向速度随半径逐渐降低，具有自由涡区的典型特征。
图 8b中实线标示出修正Rankine涡模型(modified Rankine vortex，MR-Vortex)的分布曲线。在刚性涡区，各轴向平面的数据与该涡模型符合良好；但在自由涡区，曲线出现显著分化，应从黏性耗散出发分析这种分化出现的原因。若不考虑黏性耗散，涡量在自由涡区内是守恒的。对任一轴向截面而言，>在自由涡区内(ηW>1)，对任一径向位置r都应该有式(6)成立,
| $W\cdot r={{\mathit{\Gamma }}_{0}}=2\text{ }\!\!\pi\!\!\text{ }{{W}_{\text{max}}}\cdot {{r}_{\text{c}, W}}.$ | (6) |
不过，龙卷旋涡的涡量变化并没有按照无黏涡解的描述发展，这是由于涡核以外黏性耗散的作用。为了描述实际流动的黏性耗散，定义耗散因子ε，并作如下假设：1) ε的大小与轴向位置无关；2) ε在涡核内为0，涡核外的数值与径向位置有关；即ε=ε(Z*, r), ηW＞1。于是，对特定轴向平面Z*，考虑黏性耗散后应有
| $2{\rm{\pi }}W \cdot r\left| {_{{z^*}}} \right. = \varepsilon \left( {{Z^*},r} \right) \cdot {\mathit{\Gamma }_0}. $ | (7) |
基于式(7)，可通过在自由涡区引入耗散系数的方法，对MR-Vortex模型作半经验修正，用以表征量纲为1的切向速度分布。在自由涡区(ηW≥1)，龙卷旋涡的量纲为1的切向速度符合
| $\frac{W}{{{W_{{\rm{max}}}}}} = \frac{2}{{\eta _W^{{\rm{exp}}(\xi {\eta _W})} + \frac{1}{{{\eta _W}}}}}\quad \left( {{\eta _W} \ge 1} \right).$ | (8) |
数据拟合发现，初始段(平面Z*=1.5)与强旋段及过渡段(Z*=2.0~7.5)相比，量纲为1的切向速度沿径向的发展存在明显分化。如图 8b所示，对Z*=1.5，ζ=0.398；对Z*=2~7.5，ζ=0.813。
本节的研究结果说明，旋流强度对黏性耗散有显著影响。强旋段的旋流强度较初始段显著下降，导致涡量迅速衰减，曲线出现分化；但强旋段内，旋流强度较为稳定，各截面涡量保持相对恒定，量纲为1的速度分布高度一致。
2.3.3 径向速度径向速度的径向分布原始数据如图 9所示。随流动的轴向发展，径向速度分布会出现根本性的转变。
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| 图 9 径向速度原始数据 |
| 图选项 |
在Z*＜5的各轴向平面(Z*=1.5，2.0，3.0)，径向速度始终为负值，即指向外法向。越靠近龙卷旋涡中心，径向速度绝对值越大，离心流动越强。沿径向向外，离心流动迅速减弱，至0.5倍管口半径处几乎消失。这与龙卷旋涡中空结构的分布位置高度吻合，表明此流动结构正是由强烈旋转引起的离心流动导致的。
当流动进入过渡段(Z*=5.0，7.5)，旋流强度减弱，离心流动消失，向心流动出现，径向速度由负值变为正值。这表明龙卷旋涡从此时出现径向卷吸。
图 10a和10b分别是径向卷吸出现前后的量纲为1的径向速度分布。
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| 图 10 量纲为1的径向速度分布 |
| 图选项 |
径向卷吸出现前，定义量纲为1的径向速度V+/Vmax+，量纲为1的径向速度特征半径ηV+=r/rc, V+。其中：Vmax+为此阶段径向速度的最大值(绝对值)，上标“+”表示径向流动为离心流动；rc, V+是Vmax+所在的径向位置，位于龙卷旋涡中心附近。由此得到Z*＜5范围内，量纲为1的径向速度分布如图 10a所示。在Z*＜5的范围内，各轴向截面的径向速度高度自模化，均呈现极值在中心、沿径向方向逐渐减小的分布，未见出现内法向速度，可知龙卷旋涡此时对周围无径向卷吸。强烈的外法向流动是强旋的离心作用导致的。
当流动进入Z*≥5区域，径向卷吸出现。此时定义量纲为1的径向速度V-/Vmax-，量纲为1的径向速度特征半径ηV-=r/rc, V-，上标“-”表示径向流动为向心流动。Vmax-是此阶段内法向径向速度的最大值；rc, V-是Vmax-出现的径向位置。照此定义，量纲为1的径向速度在径向上会出现一次正负转换，如图 10b所示。
尽管径向速度分布在Z*=5附近出现巨大转变，且由于径向卷吸的出现，极值的径向位置有所区别，但整体均属于Lorentz分布，可用式(9)统一描述，
| $\frac{V}{{{V_{{\rm{max}}}}}} = A + \frac{\beta }{{2{\rm{ \mathsf{ π} }}}} \cdot \frac{m}{{4{{\left( {{\eta _V} - {x_c}} \right)}^2} + {m^2}}}.$ | (9) |
表 2 量纲为1的径向速度分布拟合曲线系数
| Z* | A | β | m |
| 1.5 | -0.008 | 11.260 | 5.699 |
| 2.0 | -0.091 | 7.994 | 4.674 |
| 3.0 | 0.011 | 3.998 | 2.522 |
| 5.0 | -0.562 | 2.899 | 0.096 |
| 7.5 | -0.233 | 1.610 | 0.043 |
表选项
径向速度的研究结果说明，径向卷吸促使龙卷旋涡从强旋射流向直射流转变。这样的转变最初出现在过渡段(Z*=5)，与压力恢复、能量分离效应减弱等流动特性的变化同步, 也与中空结构的消失相对应。这从侧面印证了旋流强度在这个区域出现了大幅下降，也表明中空结构的出现和维持均与较高的旋流强度相关。
3 结论通过对不同旋射管进气道面积下龙卷旋涡的初始真空度及强旋状态下速度分布的实验研究，本文深化了对龙卷旋涡流动结构的认识，得到如下结论：
1) 旋射管操作条件及结构参数对龙卷旋涡初始真空度的影响实质上是通过改变旋射管流量实现的。流量越大，初始真空度绝对值越大，两者关系符合Δpvt, 0=-0.007Qi, N2+1.607Qi, N。
2) 龙卷旋涡的量纲为1的轴向速度呈M型单峰分布，与典型圆湍射流的Gauss分布存在显著差别，体现了旋转对轴向流动的抑制作用，可由U/Umax=K1/(ηU2+K2/ηU2)+K3exp(-ηU2)统一表征。其中：K1、K2及K3均为通过实验确定的系数。
3) 龙卷旋涡的量纲为1的切向速度在涡核内呈典型刚性涡分布；在自由涡区，可由W/Wmax=2/[ηWexp(ζηW)+1/ηW]统一描述。其中ζ是与黏性耗散有关的常数，可通过实验确定。龙卷旋涡初始段与强旋段内的切向速度分布曲线在自由涡区存在显著差异，体现了强旋对黏性耗散的抑制作用。
4) 龙卷旋涡的量纲为1的径向速度随流动发展出现根本性转变。在强旋段内，径向流动为离心流动；在过渡段及以后，径向卷吸出现，径向流动转变为向心流动。量纲为1的径向速度可用Lorentz分布V/Vmax=A+βm/[8π(ηV-xc)2+m2]统一描述。其中：xc=1；A、β及m是由实验确定的常数，取值与径向卷吸是否存在有关。
5) 龙卷旋涡的速度分布随旋流强度的降低出现显著转变。中空结构的出现及维持的根本原因是较高的旋流强度。径向卷吸的出现标志着旋流强度的显著降低。
上述发现表明，龙卷旋涡的旋流强度沿轴向流动发展存在阶段性变化。龙卷旋涡的速度分布表明，在强旋段内(Z*≤5)，高旋流强度使龙卷旋涡具有特殊的速度分布及流动结构，有别于典型的自由旋射流。伴随着旋流强度的逐渐下降，龙卷旋涡对外围空气的径向卷吸逐渐加强，加速了旋射流向直射流的转变。可见，保持流动的强旋状态，使龙卷旋涡对外围卷吸形成持续抑制，是旋流强化的关键。
参考文献
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