2.2韋伯?dāng)?shù)對液滴撞擊親水表面的影響

液滴撞擊韋伯?dāng)?shù)可以顯著影響液滴的動力學(xué)行為，尤其是鋪展與拉伸過程，且在外加電場力的作用下必會進一步加深對液滴撞擊行為的影響。本文研究對象為低韋伯?dāng)?shù)，在此范圍內(nèi)，液滴的動態(tài)行為涵蓋鋪展、回縮、拉伸及振蕩。通過對不同韋伯?dāng)?shù)下液滴撞擊行為的實驗數(shù)據(jù)分析表明：在相同的電場強度下，隨著液滴韋伯?dāng)?shù)的增大，液滴產(chǎn)生的模態(tài)呈現(xiàn)出顯著差異，如圖5所示。具體而言，當(dāng)電場強度維持在較高狀況且保持一致時，撞擊We的增加導(dǎo)致液滴的拉伸高度明顯減小，同時液滴模態(tài)從第三種模態(tài)逐步過渡到第二種模態(tài)，并最終轉(zhuǎn)變?yōu)榈谝环N模態(tài)。

圖5不同韋伯?dāng)?shù)下的液滴模態(tài)圖

圖6描述了不同韋伯?dāng)?shù)下液滴最大無量綱拉伸系數(shù)βmax的對比趨勢。最大拉伸系數(shù)值是在式(5)的基礎(chǔ)上求?。害耺ax=Hmax/D0，其中Hmax為液滴在撞擊過程中達到的最大拉伸高度?？梢园l(fā)現(xiàn)，當(dāng)實驗條件設(shè)定為低韋伯?dāng)?shù)和高電毛細數(shù)時，液滴的最大拉伸系數(shù)明顯增大，甚至在此條件下部分液滴產(chǎn)生了射流模態(tài)，所形成的液絲長度超出了上極板的界限。除此之外，前三組韋伯?dāng)?shù)下的液滴撞擊實驗結(jié)果分析，得到結(jié)論：韋伯?dāng)?shù)的增大，直接導(dǎo)致液滴達到噴射狀態(tài)所需的電毛細數(shù)相對應(yīng)增大。

圖6不同韋伯?dāng)?shù)下液滴最大拉伸系數(shù)

為了更加清晰地表明液滴撞擊的We對三種模態(tài)的影響，根據(jù)實驗結(jié)果總結(jié)了撞擊We與電毛細力Cae的關(guān)系，如圖7所示。函數(shù)結(jié)果表明，第一模態(tài)可以發(fā)生在所有韋伯?dāng)?shù)內(nèi)，并且隨著韋伯?dāng)?shù)的增加，第一模態(tài)的閾值電場也在不斷增加。第二模態(tài)的閾值電場范圍是三種模態(tài)中最小的，韋伯?dāng)?shù)越大時需要更強的電場才能產(chǎn)生第二模態(tài)。第三模態(tài)的閾值電場隨著韋伯?dāng)?shù)的增加也在不斷增大，只是液滴出現(xiàn)第三模態(tài)的電場范圍在減小。這可能是由于韋伯?dāng)?shù)的變化導(dǎo)致拉伸液滴形態(tài)的變化，從而影響了靜電力的強度。基于上述考慮，為了深入剖析三種模態(tài)閾值電場變化的原因，根據(jù)實驗結(jié)果對無外加電場條件下液滴拉伸過程中韋伯?dāng)?shù)We與平均頂點曲率K（如式7所示）的關(guān)系進行了討論，如圖8所示。從關(guān)系圖中可以看出，當(dāng)液滴處于回縮階段并達到最大拉伸高度時，韋伯?dāng)?shù)的增加會伴隨著液滴頂部曲率半徑的增大，而曲率半徑的增大將會導(dǎo)致靜電力的相對減弱。

圖7韋伯?dāng)?shù)與電毛細數(shù)的關(guān)系圖

圖8無電場時平均頂點曲率隨韋伯?dāng)?shù)的變化

K=1/rm(14)

式中，rm為液滴達到最大拉伸高度時頂端的曲率半徑。

2.3表面潤濕性的影響

液滴撞擊不同潤濕性壁面后會產(chǎn)生不同的動態(tài)行為，通常采用接觸角反映壁面潤濕性。接觸角越小，表面的潤濕性越好，越親水；接觸角越大，表面的潤濕性越差，越疏水。為了觀察潤濕性對電場作用下液滴撞擊表面的影響，除了研究前文的親水表面，還研究了疏水和超疏水表面。圖9為去離子水液滴在電毛細數(shù)Cae=0.068(E=6.5 kV/cm)下分別撞擊親水、疏水以及超疏水表面的過程圖。特別注意的是，在本實驗中，液滴撞擊疏水表面并未出現(xiàn)回彈現(xiàn)象。通過比較液滴撞擊三個不同接觸角壁面的實驗結(jié)果圖可以發(fā)現(xiàn)，當(dāng)液滴處于第三模態(tài)即噴射狀態(tài)時，如圖9(a)16 ms所示，液滴在親水表面上底部呈現(xiàn)錐形并且噴射液柱細長，然而，噴射前液滴在疏水表面上呈現(xiàn)圓頭子彈形（圖9b-16ms），噴射后殘留在表面上的液滴量明顯比親水表面減少，如圖9(b)中33 ms所示。液滴在超疏水表面上噴射模態(tài)與前兩者更不同，如圖9(c)所示。液滴在撞擊后頂部呈噴射狀態(tài)，這是由于靜電力所致，同時液滴在不斷地脫離表面，這是由于超疏水表面的特殊結(jié)構(gòu)使得液滴無法在表面附著，與無電場時液滴撞擊超疏水表面不同的是，在液滴反彈過程中底部會產(chǎn)生絲狀液柱，如圖9(c)-16 ms所示。

圖9液滴撞擊親水、疏水以及超疏水表面的過程圖

不論接觸角大小如何改變，液滴在場強較大情況下與下極板接觸后，電荷分布到液滴表面，使得液滴頂部出現(xiàn)拉伸及噴射現(xiàn)象。圖10為液滴的拉伸系數(shù)與接觸角的關(guān)系。從圖中可以看出，液滴撞擊三種不同表面后，其運動形態(tài)具有相似性，主液滴（與表面接觸的液滴部分）的拉伸系數(shù)均隨著無量綱時間不斷增加，當(dāng)噴射達到一定時間后會有部分液滴分離，主液滴拉伸系數(shù)驟降，隨后振蕩最終趨于穩(wěn)定。

圖10液滴拉伸系數(shù)與不同接觸角的關(guān)系(We=17.8、Cae=0.068)

相比于親水表面，疏水和超疏水表面除了噴射分離出連續(xù)的細小液滴外，還有較大的單液滴也從主液滴分離。特殊的是，液滴在無電場時撞擊超疏水表面通常會出現(xiàn)完全反彈的現(xiàn)象，使得表面無液滴殘留。而在圖10中，液滴在電毛細數(shù)Cae=0.068下撞擊超疏水表面后會出現(xiàn)小液滴殘留在壁面上，使得液滴未完全反彈，這是由于前文提到的液滴底部絲狀液柱在斷裂后會產(chǎn)生小液滴并且受電場力的作用吸附在表面上。比較三組實驗液滴拉伸系數(shù)在驟降之前的趨勢，可以發(fā)現(xiàn)當(dāng)韋伯?dāng)?shù)和電場強度相同時，液滴撞擊超疏水表面最早達到噴射狀態(tài)，而疏水表面最晚。超疏水表面以其極低的粘附力和卓越的液滴回縮能力著稱，使得液滴在撞擊后其頂部不僅迅速形成高曲率形態(tài)，還因為這種形態(tài)更有利于電場力的集中，從而達到噴射過程較快。相比之下，疏水表面的粘附力雖弱于親水表面，但其液滴撞擊后形成的頂部曲率顯著小于親水表面，這一現(xiàn)象導(dǎo)致液滴頂部變尖直至噴射所需要的時間顯著延長。

3.結(jié)論

本文通過搭建液滴撞擊表面的電流體力學(xué)平臺對電場作用下液滴撞擊壁面的動態(tài)行為進行了可視化研究，實驗比較了不同電場強度下液滴撞擊表面的動態(tài)過程和模態(tài)，并對不同模態(tài)產(chǎn)生的原因進行了分析，考察了韋伯?dāng)?shù)和壁面潤濕性對液滴撞擊表面的影響，并用鋪展因子、拉伸系數(shù)等無量綱數(shù)進行了表征。主要結(jié)論如下：

（1）垂直電場下液滴撞擊親水表面時，電場強度的變化對液滴鋪展行為影響不大，不同電場條件下液滴的最大鋪展因子均保持相近水平，表明電場的有無及其強度大小在鋪展期間并非主導(dǎo)因素。但是電場的引入對于液滴的拉伸演變過程產(chǎn)生了明顯的影響。隨著電場強度的增強，液滴撞擊后的拉伸階段展現(xiàn)了三種不同的模態(tài)特征，并且這些模態(tài)間的轉(zhuǎn)換伴隨著液滴最大拉伸系數(shù)的顯著增加，尤其是在第三模態(tài)下，液滴呈現(xiàn)出噴射現(xiàn)象。此現(xiàn)象歸因于電場的加入使液滴的頂部受到的向上靜電力顯著增加，當(dāng)此力足以克服表面張力和重力的約束時，便會發(fā)生液滴模態(tài)的轉(zhuǎn)變。

（2）通過改變液滴的撞擊速度來改變撞擊韋伯?dāng)?shù)。隨著韋伯?dāng)?shù)的增大，在相同的電場強度下液滴產(chǎn)生的模態(tài)不同，并且液滴拉伸高度顯著下降，此現(xiàn)象可歸因于由于韋伯?dāng)?shù)增大時，液滴頂部形成的曲率半徑增大，進而削弱了液滴所受的靜電力作用，導(dǎo)致拉伸效應(yīng)減弱。

（3）在電場作用下，液滴撞擊不同潤濕性的壁面所產(chǎn)生的動態(tài)行為呈現(xiàn)出顯著差異。隨著接觸角的增大，液滴在噴射后所殘留的液滴量逐漸減少，同時液滴達到噴射所需的時間與壁面的潤濕性緊密相關(guān)。