Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Введение 13
1.1. Модели и методы расчета развития топливной струи 14
1.1.1. Методы расчета, основанные на втором законе Ньютона 17
1.1.2. Метод изолированной капли
1.1.2.1. Методы порций 20
1.1.2.2. Метод МГТУ 20
1.1.2.3. Метод МАДИ 22
1.1.3. Метод Камимото 23
1.1.3.1. Методы расчета, основанные на определении количества движения 24
1.1.3.2. Метод ЦНИДИ 24
1.1.3.3. Метод Лышевского А.С.
1.2. Метод Болдырева И.В. 27
1.3. Методы расчета, основанные на закономерности падения скорости вершины струи 30
1.4. Метод Свиридова Ю.Б.
1.4.1. Методы расчета, основанные на определении энергии струи 33
1.4.2. Метод Ищука Ю.Г. 34
1.5. Метод Пугачева Б.П. 36
1.5.1. Прочие методы 37
1.5.2. Метод Чероуди 37 Стр.
1.5.3. Метод Араи 38
1.6. Метод Варде 38
Выводы по главе 1 и задачи исследования 41
Глава 2. Основы построения прогноза развития топливной струи 42
2.1. Уточнения к турбулентной модели топливной струи Лышевского А.С. 42
2.1.1. Истечение, распад и строение топливной струи 43
2.1.1.1. Истечение струи 43
2.1.1.2. Распад и сегментнирование топливной струи 46
2.1.1.3. Структура струи 49
2.1.1.4. Взаимодействие сегментов 50
2.1.2. Движение микроэлементов топливной струи 50
2.1.2.1. Условия эксперимента 51
2.1.2.2. Движение струи 55
2.1. 3 Влияние переднего фронта на развитие топливной струи 57
2.2. Количество движения топливной струи 62
2.3. Выводы по главе 2 63
Глава 3. Экспериментальная установка и методика проведения исследований 63
3.1. Физическое моделирование условий процесса впрыска 67 Стр.
3.2. Моделирование дизельных процессов на экспериментальной установке 71
3.3. Установка «Двигатель с прозрачными окнами» 72
3.3.1. Двигатель установки 74
3.3.2. Оптическая система 75
3.3.3. Система топливоподачи 76
3.3.4. Система управления подачей топлива 76
3.3.5. Система воздухоснобжения 78
3.3.6. Измерительный комплекс
3.4. Возможности применения установки 82
3.5. Методика проведения экспериментов и обработки экспериментальных данных 3.5.1. Методика проведения экспериментов 86
3.5.2. Методика обработки экспериментальных данных 89
3.6. Выводы по главе 3 90
Глава 4. Закономерности развития топливной струи 90
4.1. Определение коэффициента свободной турбулентности 90
4.1.1. Влияние давления впрыска на коэффициент свободной турбулентности 92
4.1.2. Влияние плотности воздушного заряда на коэффициент свободной турбулентности 94
4.1.3. Влияние диаметра распыливающих отверстий на коэффициент свободной турбулентности 95 Стр.
4.1.4. Выражение для коэффициента свободной турбулентности 96
4.2. Закономерности передачи количества движения дискретной массы вершине струи 97
4.2.1. Влияние давления впрыска на время передачи количества движения дискретной массы вершине струи 100
4.2.2. Влияние плотности воздуха на время передачи количества движения дискретной массы вершине струи 103
4.2.3. Влияние диаметра распыливающих отверстий на время передачи количества движения дискретной массы вершине струи 105
4.3. Угол конуса топливной струи 106
4.3.1. Формирование угла конуса топливной струи 109
4.3.2. Закономерности угла конуса топливной струи 110
4.3.2.1. Влияния давления впрыска на угол конуса топливной струи 114
4.3.2.2. Влияние плотности воздуха на угол конуса топливной струи 117
4.3.2.3. Влияние диаметра распыливающих отверстий на угол конуса топливной струи 120
4.3.2.4. Определение коэффициента А3
4.4. Порядок расчета развития топливной струи 126
4.5. Выводы по главе 4 127 Стр.
Глава 5. Оценка погрешностей метода расчета и его соответствие рабочим процессам дизелей 127
5.1. Погрешности метода расчета развития топливной струи 127
5.1.1. Оценка погрешностей измерений 127
5.1.1.1. Погрешности измерения давления топлива 131
5.1.1.2. Погрешности измерения температуры и плотности воздуха 132
5.1.1.3. Погрешности измерения диаметра сопловых отверстий 132
5.1.1.4. Погрешности измерения продолжительности впрыска 133
5.1.1.5. Погрешности измерения пробега топливной струи 133
5.1.1.6. Погрешности измерения времени движения топливной струи 134
5.1.1.7. Погрешности определения момента истечения дискретной массы 137
5.1.1.8. Погрешности определения величины tк 139
5.1.1.9. Погрешности интегрирования давления впрыска 140
5.1.2. Оценка погрешностей метода расчета 140
5.1.2.1. Погрешности расчета величины Sф 141
5.1.2.2. Погрешности расчета величины Sк 142
5.1.2.3. Погрешности измерения и определения угла конуса топливной струи 143
5.2. Тепловое и газодинамическое воздействие воздушного заряда на развитие топливной струи 144
5.2.1. Условия экспериментов 146 Стр.
5.2.2. Дальнобойность топливной струи 147
5.2.3. Воспламенение и сгорание топлива 150
5.2.4. Угол конуса топливной струи в дизельном процессе 156
5.3. Выводы по главе 5 157
Выводы и заключение 158
Литература
- Методы расчета, основанные на определении количества движения
- Распад и сегментнирование топливной струи
- Установка «Двигатель с прозрачными окнами»
- Погрешности измерения температуры и плотности воздуха
Методы расчета, основанные на определении количества движения
Основанные на втором законе Ньютона методы расчета дальнобойности СРТ представляют обширную группу. К ним можно отнести три группы моделей СРТ. В первой группе оценка движения струи производится по движению одиночной капли, изолированной от воздействия других капель. Поэтому эти методы объединяют под общим названием «метод изолированной капли». Известно несколько таких методов. К этой же группе следует отнести разновидность, основанную на более сложных представлениях как о самой струе, так и слагающих ее каплях. В этой подгруппе движение струи определяется множеством капель. Они могут взаимодействовать между собой, менять свою форму, дробиться, коагулировать и т. д. Эту подгруппу можно классифицировать как капельновоздушную смесь под названием «топливная струя как совокупность движущихся в воздушной среде капель». Вторая группа определяется под названием «топливная струя как совокупность движущихся порций капельновоздушной смеси». Она представлена методом МАДИ, методом, разработанным в Японии и МГТУ. Третью группу можно классифицировать как «методы расчета, осно-ванные на определении количества движения».
Во всех группах в качестве исходного принималось дифференциальное уравнение второго закона Ньютона без учета силы тяжести.
В первой группе это уравнение решается относительно одиночной капли или группы капель. Различие в том, что во второй подгруппе решение усложняется рядом допущений. Во второй решение ведется относительно порций капельновоздушной смеси. Третья группа включает стержневую и турбулентную модели.
Данный метод представлен в работах [7…16]. Струя рассматривается как однородное множество движущихся недеформируемых микросфер, каждая из которых движется по своей траектории, испытывая сопротивление воздуха и не взаимодействуя друг с другом. Решение исходного уравнения сводится к определению движения одиночной капли, для которой подбиралось определенное значение коэффициента сопротивления. Для решения задачи исследователи принимали ряд допущений.
Лышевский [1], анализируя метод одиночной капли, нашел, что он имеет несколько частных решений, связанных со скоростью движения капли, и привел собственные уравнения дальнобойности струи для разных скоростей движения. Однако, сколь точно бы ни описывали уравнения движение одной капли, они не могут дать адекватного решения движения вершины струи, так как не учитывают не только ее сложное строение и неодинаковый характер движения слагающих ее элементов на разных участках, но не отражают характер движения одной капли и струи в целом. Главная причина этого в том, что не учитывается изменение давления впрыска и питание струи распыленным топливом. Независимо от того, какие в этом плане принимались воззрения на топливную струю и допущения, в отношении применения второго закона Ньютона можно привести следующие возражения: - второй закон Ньютона предполагает подачу всей цикловой массы топлива в один момент времени, не имеющий протяженности, тогда как длительность впрыска в дизелях может меняться в широких пределах, что второй закон Ньютона не учитывает; - не ясно, какую скорость вытекающего топлива следует принимать в расчет, так как в течение впрыска давление топлива и, следовательно, скорость истечения постоянной величиной не являются; - второй закон Ньютона не учитывает питание струи распыленным топливом в процессе впрыска; - принимаемые в расчет выражения для аэродинамического сопротивления характерны для одной капли или их группы [17…21], тогда как СРТ является двухфазным потоком [22], вследствие чего аэродинамическое сопротивление следует определять не для одной капли или группы капель, а для всего фронта струи, который следует рассматривать как фронт двухфазного потока.
Приведенные возражения относятся к любому прямому применению второго закона Ньютона. Различие формул, полученных разными авторами, невелико, они сводятся к общему виду: S = -Ml + kUf), к и принципиально не могут дать удовлетворительного совпадения с реальным движением топливной струи. Обсчет экспериментальных данных, приведенных на стр. 10, по методу Русинова Р.В. [14…16] показал, что в результатах расчета время движения струи в сравнении с экспериментом возрастает на 2,7…39%, а угол конуса занижается на 7…11%.
Вместе с тем следует упомянуть одну особенность этих методов, оста-ющуюся за границами внимания. Так как второй закон Ньютона применим для описания инерционного движения тел, его можно применять для расчета движения СРТ при работе дизеля на режимах с короткими впрысками в тех случаях, когда движение струи продолжается после окончания впрыска и завершения питания струи распыленным топливом, например, на холостом ходу или в газодизельном двигателе. Но в этом случае величину аэродинамического сопротивления следует определять для всего фронта двухфазного потока, а не отдельных капель или их групп.
Распад и сегментнирование топливной струи
Приведенный в главе 1 анализ методов расчета позволил выбрать наиболее адекватную базовую модель топливной струи, а также физические принципы, с помощью которых можно выполнить математическое описание ее развития и разработать методологию экспериментальных исследований.
Этому способствовало привлечение полученного на установке ДПО материала, позволившего уточнить и расширить имеющиеся представления о топливной струе наряду с выбором ее модели.
В качестве базовой модели была принята турбулентная модель топливной струи Лышевского А.С. Метод исследований основан на зонной модели Свиридова Ю.Б. Обе модели хорошо проработаны в теоретическом отношении, авторами проведены экспериментальные исследования, и обе они включают методы расчета развития топливной струи. Эти обстоятельства несколько облегчали выполнение поставленной задачи.
Не все положения принятых моделей можно принять в авторской интерпретации, так как оба метода не позволяют рассчитывать движение струи с требуемой точностью. Поэтому потребовалось переосмысление некоторых теоретических положений наряду с привлечением результатов экспериментальных исследований, проведенных на установке ДПО, что позволило уточнить некоторые имеющиеся представления и составить собственное мнение о распаде, строении, движении составляющих струю элементов и ее развитии. В пользу турбулентной струи свидетельствуют следующие факты: 1) истечение и распад струи имеют турбулентный характер; 2) структура струи, распределение масс и концентрация микроэлементов характерны для турбулентных струй; 3) особенности движения и взаимодействия макроэлементов также характерны для турбулентных струй; 4) в развитии струи, образованной АЭГСТ, меняются две фазы: фаза нестационарного истечения, приходящаяся на передний фронт импульса дав-ения впрыска, и фаза квазистационарного истечения, приходящаяся на плос-ий вершинный участок. Эти фазы с определенными допущениями можно принимать соответствующими начальному и основному участкам в турбу-ентной модели; 5) веденный в главе 1 анализ моделей топливной струи и методов расчета ее дальнобойности свидетельствует в пользу турбулентной модели, разрабатываемой разными авторами.
Материалы исследований, проведенных на установке ДПО, позволили уточнить ряд представлений о распаде и строении топливной струи, включая движение составляющих ее микроэлементов. Предлагается рассматривать турбулентную топливную струю как поток переменной массы.
На распад и строение топливной струи существуют различные точки зрения. В [65] показано, что не распавшийся стержень топлива имеет очерта-ия профиля скоростей и с его поверхности отрываются отдельные нити ка-ель. Согласно [66] струя распадается в плоскости, нормальной к оси распы-ивающего отверстия. Имеются и другие воззрения на этот процесс [1,67,68].
Продольное строение топливной струи представлено в [57,69], где по-азано, что на ее оси концентрация распыленного топлива высока и образует так называемый «стержень». По мере удаления к ее краям концентрация ка-ель падает, образуя оболочку. Вдоль длины струи концентрация распылен-ого топлива распределена равномерно.
Практически на всех кинограммах, полученных на установке ДПО в режиме холодной статической бомбы, было замечено неоднородное распре 43 деление распыленного топлива по длине струи. Такие же наблюдения имеется за рубежом [70]. На основании изучения большого количества кинограмм сложился собственный взгляд на распад, структуру и взаимодействие элементов струи [71]. Приводимое представление основано на материалах, полученных с помощью аккумуляторной электрогидравлической системы топливоподачи, гидроимпульсы впрыска которой, в отличие от полученных на штатных, гидромеханических системах, имеют трапецеидальную форму. Тем не менее, ряд особенностей топливных струй, полученных с помощью АЭГСТ и ГМСТ, может быть общим. 2.1.1.1. Истечение струи На кинограммах, приводимых в литературе [1,25] и полученных на установке ДПО, видно, что профиль фронта струи даже на значительном удалении от соплового отверстия по своей конфигурации подобен профилю скоростей, что можно считать косвенным подтверждением cхемы истечения, приведенной в [65]. Взаимодействие с потоком воздуха изменяет его, но не является единственной причиной, определяющей очертания профиля, так как струя уже при истечении приняла форму, снижающую величину аэродинамического сопротивления. Известны микрофотографии и кинограммы, на которых запечатлен стержень нераспавшегося за пределами соплового отверстия топлива. На некоторых из них видно, что профиль фронта подобен профилю скоростей [67]. В самом начале впрыска (Рис.2.1. участок А) отмечены три характер-ных варианта нарастания давления. На Рис. 2.2. они приведены в увеличен-ном масштабе. В одном случае отмечается плавный рост давления (Рис. 2.2.а), переходящий затем в крутой линейный участок переднего фронта, где давление растет со скоростью 300…500 МПа/мс и более (участок Б на Рис.2.1.). В другом случае игла резко отрывается от седла, но поднимается невысоко, в связи с чем происходит ступенчатый скачок давления до величи-ны 1…3 МПа (Рис.2.2.б). Затем происходит полный и резкий подъем иглы и начинается впрыск, вызванный линейным участком переднего фронта. В третьем случае игла сразу поднимается на величину полного хода с соответ-ствующим ростом давления (Рис.2.2.в). В первых двух случаях (Рис.2.2.а, б) в начале впрыска осевая скорость невелика и струя распадается на крупные ка-пли и фрагменты, испытывая в течение этого интервала времени осесиммет-ричный, волнообразный и другие виды распада, характерные для малых ско-ростей истечения так, как показано в [1]. Его протяженность для АЭГСТ ле-жит в интервале 0,01... 0,15мс. В отдельных случаях кинограммы фиксируют такие капли. В этот период крупные фрагменты струи скапливаются перед сопловым отверстием на расстоянии до 10 мм. Здесь догоняющие элементы струи сталкиваются с предыдущими, разбивают их, коагулируют, дробятся сами. Их проникающая способность невелика, и они не могут улететь далеко. Взаимодействие элементов между собой и с плотным воздухом усиливает их радиальную составляющую движения, поэтому перед соплом образуется небольшое каплевидное облачко из крупных образований. При переходе впрыска на основной участок фронта струя поглощает образовавшееся ранее облачко и с высокой скоростью движется дальше. В третьем случае (Рис. 2.2.в) каплеобразного облачка перед соплом не образуется. Из сопла вылетает узкая игловидная струя, в движении расширяющаяся.
Установка «Двигатель с прозрачными окнами»
Преимущество последней системы перед предпоследней заключается в том, что в нее введены экспериментально фиксируемые параметры заторможенного потока, а трудно определяемая величина скорости W оставлена только в критерии X. Можно показать, что равенство критериев X при моделировании соблюдается при подобии полей давления модели и двигателя. Следовательно, эта система позволяет сравнивать величины одноименных критериев без нахождения значения скорости.
Если представленные в системе условия соблюдаются, то можно определить масштабы преобразования параметров, определяющих режимы работы двигателя и модели. Из условия ksx = idem имеем кп = Л/кг/кл, где кТи ki масштабы преобразования температур и геометрических размеров. Из условий kRX = idem и X = idem можно определить масштаб преобразования давле 67 2/я+І ний. Принимая y/ Т = const, получим kP = k /к, где m = 0,75. Выражение для к„ и кР определяют режимы моделирования. Так как четыре множителя преобразования параметров кР, kh кп, кт связаны двумя уравнениями, то имеется возможность произвольно выбирать два из них. На практике обычно задаются геометрическим масштабом модели, исходя из простоты и стоимости изготовления. Тогда в качестве второго произвольно выбираемого множителя целесообразно выбрать кТ или кР. Выбор кР может привести к необходимости значительного подогрева или охлаждения газа при моделировании на безмоторных установках, что может существенно усложнить модель и сделать эксперимент весьма трудоемким.
Полное моделирование процессов смесеобразования и сгорания среднеоборотных дизелей на установке ДПО невозможно. Но, ограничиваясь частичным моделированием с максимальным приближением условий протека-ния дизельных процессов в модели и двигателе, можно получить искомый результат. Этому способствует то, что поставленная задача ограничена фазой движения СРТ до стенки камеры и геометрическими характеристиками топливной струи. Применительно к среднеоборотным дизелям для соблюдения геометрического подобия камер сгорания установки и дизеля целесообразно принять масштаб равным единице. В качестве объекта исследования достаточно выделить одну струю так, как показано на Рис. 3.1, а камеру сгорания адаптировать к одному распыливающему отверстию. Положение поршня установки и размер просматриваемого пространства (130 мм), следует выдержать таким же, как в дизеле в фазе движения СРТ [77].
Реальные закономерности развития топливных струй и изменение их геометрии в процессе движения можно установить на основании анализа результатов эксперимента. Основными характеристиками топливной струи являются длина и угол конуса в разных фазах развития. Согласно Лышевско Рис. 3.1. Расположение топливных струй в дизеле типа ЧН 26/26 и в установке ДПО. 1 - камеры сгорания двигателя и ДПО в плане; 2 - профиль камеры ДПО му [1], безразмерная длина струи является функцией критериев We, М, р, \i, Э: S/dc = f(We,M,p,li,Э).
Критерий Вебера (We) характеризует соотношение действительной скорости потока к скорости распространения в жидкости капиллярных волн. Критерий распыливания (М) характеризует соотношение сил вязкости, инерции и поверхностного натяжения топлива, критерий Э учитывает нестационарность процесса, р = рв/рт, М- = JLXв/JLLт.
Определение угла конуса топливной струи имеет большое значение при проектировании камеры сгорания двигателя и выборе ее оптимальной геометрии. Как показали эксперименты, угол конуса струи зависит от многих факторов, среди которых определяющими являются те же критерии, что и для безразмерной длины струи. Сюда можно не включать факторы, которые учитывают влияние соседних струй, так как в камере сгорания дизелей ряда ЧН 26/26 топливные струи не контактируют друг с другом. На рис. 3.1. видно, что между ними всегда имеется воздушная прослойка. Кроме того, в неразделенных камерах сгорания нет вихревого движения воздуха, и потому их взаимовлиянием можно пренебречь. При этом динамика развития СРТ выдерживается достаточно верно как в условиях холодной бомбы, так и при моделировании дизельных процессов.
Адекватность условий моделирования обеспечивается равенством входящих в их состав членов. Обеспечение равенства параметров впрыска практических трудностей не представляет. Равенство параметров воздуха обеспечить сложнее, так как впрыск топлива производится при меняющихся значениях температуры, давления и плотности воздушного заряда. Кроме того, в завершающей фазе сжатия соблюдение идентичности воздушного заряда усложняется расхождением в законе перемещения поршня, вызванного тем, что радиус кривошипа дизеля в два раза больше радиуса кривошипа установки (Рис. 3.2.). В нашем случае это разрешается равенством параметров воздуха в фазе впрыска, что достигается регулированием давления и температуры наддувочного воздуха. перемещения поршня от угла поворота коленвала. 1 – дизель ЧН 26/26, Для э2ти –х уцсетлаенйо вб кыа л Да Пр аОссчитана зависимость угла поворота коленвала д дизеля ряда ЧН 26/26 от угла поворота коленвала у установки при условии равенства хода поршней. Практически линейная зависимость д = f(у), приведенная на Рис. 3.3, охватывает диапазон углов опережения, в которых производится впрыск, смесеобразование и воспламенение топлива. Из нее следует, что для обеспечения одной степени стесненности камеры сгорания в фазе движения струи, частоту вращения коленвала ДПО для дизелей ряда Д49 следует увеличить в сtg = 1,44 раза. На Рис. 3.4; 3.5; 3.6 приведены диаграммы процесса сжатия для фазы движения СРТ до стенки камеры сгорания дизеля и ДПО. Профиль камеры сгорания ДПО идентичен профилю головки поршня дизеля. Положение поршня ДПО на начало впрыска выдержано таким же, как в дизеле. Давление и температура воздушного заряда определены по индикаторной диаграмме, плотность рассчитана.
Погрешности измерения температуры и плотности воздуха
В сложных изменениях угла конуса топливной струи просматривается влияние давления впрыска [91]. Полученные данные дают основание считать, что при разных давлениях впрыска начало распада струи и первоначальное образование угла конуса происходят при одном и том же давлении топлива. Определение его по числу Рейнольдса для широко применяемых топлив дает значение 2,5 МПа.
На Рис. 4.15 приведена осциллограмма давления впрыска перед сопловым отверстием. На ней отмечены участки, оказывающие решающее влияние Осциллограмма давления топлива перед распыливающим отверстием на формирование угла конуса топливной струи. Это самое начало переднего фронта А, где происходит отрыв иглы от седла. Затем следует крутой участок переднего фронта Б, после которого скорость нарастания давления впрыска несколько снижается (участок В) и пик давления Г. После спада пика давления Д следует плоский вершинный участок Е квазистационарного истечения.
В соответствии с объяснениями, приведенными в главе 2 на стр.43…46, в момент отрыва иглы от седла поток топлива дросселируется, распыленное топливо скапливается перед сопловым отверстием на расстоянии до 10 мм. Низкая скорость истечения является причиной слабой подпитки струи распыленным топливом. Поэтому взаимодействие элементов распыленного топлива между собой и с плотным воздухом способствуют усилению радиальной со 107 ставляющей движения фрагментов распада, отчего они образуют перед соплом небольшое каплевидное облачко. Фронт струи словно растекается по встречной «стенке» плотного воздуха. При этом угол конуса струи стремительно растет и способен подниматься при низкой температуре воздуха до 30. Этот участок впрыска формирует максимальный угол конуса струи в начале впрыска.
На участке Б проникающая способность струи высокая, но ограничена кратковременностью переднего фронта, поэтому выделить значения угла конуса, характерные для этого участка, можно приблизительно. Так как давление впрыска на этом участке растет и, следовательно, растет скорость истечения топлива, соотношение радиальной и осевой составляющих скорости меняется в пользу последней, в связи с чем в течение действия этой фазы впрыска угол конуса струи падает. Этот участок впрыска формирует вторую фазу, фазу снижения угла конуса.
В третьем случае (Рис.2.2 в) игла сразу поднимается на величину полного хода, минуя плавный и ступенчатый начальные участки. При этом каплеобразного облачка перед соплом не образуется, а изменения угла конуса происходят примерно так, как показано на Рис. 4.16.
Спад пика давления формирует третью фазу в изменениях угла конуса. Здесь проникающая способность струи снижается, взаимодействие с воздушным зарядом усиливает радиальную составляющую движения струи, в результате чего наблюдается рост угла конуса. Кроме того, в бомбе, при продолжительности впрыска превышающем 2,5 мс, наблюдаются колебания угла конуса струи в процессе ее развития. На Рис.4.17 приведена зависимость а = Д), полученная при рв = 17,5 кг/м3 , ґвпр = 4,7 мс и Рвпр = 18,8 МПа. Здесь волнообразное изменение угла конуса струи отчетливо наблюдается в течение всего впрыска. Такие же колебания а имеются и на других кинограммах холодной струи, полученных в бомбе. В том случае, когда диаграмма давления не имеет пика и фронт давления сразу переходит в плоский вершинный участок, в изменениях угла конуса отмечаются высокое значение в нача 108 топливной струи для безпиковой осциллограммы давления впрыска. ле впрыска и его последующее падение, вызванное второй фазой переднего фронта. Следующего за ним подъема нет, есть лишь медленный рост угла конуса, характерный для квазистационарного истечения. Такая разновидность изменений угла конуса наблюдается редко, так как впрыск по соответствующей диаграмме давления происходит не часто. Пример такого случая приведен на Рис. 4.18. Кроме безпиковых углов конуса, отмечаются двухпиковые (Рис. 4.19). Объяснение им было найдено при обсчете результатов экспериментов.
Отмеченный угол конуса, надо полагать, не оказывает заметного влияния на рабочий процесс дизеля, так как он образован малым количеством топлива. Его геометрические размеры незначительны, а в процессе развития это образование поглощается и трансформируется движущейся струей. Приведенные особенности формирования угла конуса топливной струи прямо указывают на его связь с давлением впрыска, а не его интегральной характеристикой, в связи с чем закономерности изменения угла конуса следует искать как функциональную зависимость от давления впрыска.
В ГМСТ диаграмма давления впрыска меняется несколько иначе, чем в электрогидравлических. Тем не менее, формирование угла конуса в них должно происходить по одним и тем же законам, следовательно, результаты работы применимы и для них.
Зависимости a = f(t) определялись по кинограммам с большой длительностью впрыска [92,113]. При расчете числа Вебера применялись диаграммы давления впрыска. Разрешение кинограмм по времени не во всех случаях позволяло выявить угол конуса в интервале времени 0…0,2 мс, а максимальные длительности впрыска имели значения, близкие к 3 мс. Поэтому конечное выражение для угла конуса ограничено интервалом времени 0,2…3 мс, что достаточно для подавляющего большинства режимов работы дизеля. Предварительный обсчет экспериментальных данных показал, что по мере изменения действующих факторов (Рвпр, рв, dc) коэффициент А3 и показатели степени 3, h, Щ меняют свои значения. Для получения их количественных величин воспользуемся уравнением 3.3: