1.2 研究进展
潮流是河口、海洋中最为常见的水流运动形式，具有周期长、水深及流速随潮变化，水流方向在涨落潮过程中发生转变的特点。潮流环境下的浮射流受初始动量、浮力以及潮流共同影响，表现为复杂的三维非恒定紊动射流，目前相关研究成果较少。
1.2.1 潮流紊动特性
潮流的紊动特性与潮汐水域污染物的输运机理密切相关，但对其系统研究很少。Anwar和Atkins（1980）在试验水槽内模拟了潮汐的加速和减速过程，分别采用热线流速仪和标准Preston管测量紊动流速和剪切切应力。研究结果表明，减速阶段的紊动强度、紊动动能与雷诺切应力大于加速阶段［6］。一些零星的原体观测研究成果发现潮流的紊动强度、雷诺应力等紊动参数的时空分布均与恒定流有明显差异［7-10］。
水流的紊动特性一直是流体力学研究领域的重点与难点，由于紊动机理复杂，难以获得各紊动参量的解析解，通常采用实验方法进行研究。从严格意义上来讲，由于紊流具有随机性质，瞬时流速随时间变化。紊流运动中所谓的恒定流动，是指流动中物理量的时均值恒定不变［11］。
从20世纪70年代开始，针对矩形明渠中的恒定均匀流开展了大量紊动特性实验研究［12-22］，后来又陆续进行了弯道［23，24］、渐扩段［25］、复合渠道［26］等边界条件比较复杂的恒定非均匀流紊动特性研究。恒定流条件下的相关紊流研究成果已在环境、水利等工程实践中得到广泛应用。
自然界中更多的流动呈现非恒定特征，如洪水、波浪、潮汐等水流运动，其紊动特征随时间变化，属于非平稳随机过程。近20多年，非恒定流的紊动特性引起许多学者关注，并取得比较丰富的成果。Nezu等（1995，1997）、Song和Graf（1996）分别采用二维LDV、ADVP测量了明渠洪水过程中水流的紊动特性，发现涨水段紊动强度和雷诺应力大于落水段；流速及紊动参量随水位涨落表现出绳套变化［27-29］。Gualtieri和Chanson（2011）对水槽中正向涌浪的实验研究成果表明，随着水位上涨纵向流速迅速下降，雷诺应力在波峰与波谷处出现大值［30］。Hu等（2012）研究了来流量正弦变化时水槽内的非恒定流动过程，但仅关注波速、波浪变形率等参数，未开展紊动特性研究［31］。已有非恒定流研究成果，研究对象多为洪水或波浪，而且仅水位及流速值随时间变化，流向不改变。
时间平均法和统计平均法是分离紊流各种物理量平均值与脉动值的两种主要方法。恒定流可看作平稳的、各态历经的随机过程，时间平均法和统计平均法均适用。非恒定流的流动特性随时间变化，属于非平稳随机过程，严格意义上只有统计平均法适用。统计平均法虽然在理论上具有普适性的优势，但实际工作中由于很难做到足够多次的严格重复试验，故实施很困难［11，32］。为此，学者们也摸索了很多关于非恒定流条件下紊流的处理方法，归纳起来有三类：①移动平均法。用实测瞬时流速序列中某点及与之相邻的若干点的算术平均值作为该点的平均值［33］。②滤波法。将实测瞬时流速序列从时域转换到频域，借助滤波的方法剔除掉高频部分的脉动值，从而得到平均值。常用的滤波法有Fourier变换法［28，29］、直接滤波法［34］以及功率谱滤波法［35，36］。③统计平均法。通过进行多次重复试验，把每次试验采集的瞬时序列上对应相位的值平均得到该相位的平均值［37］。这种方法物理意义明确，但要求每次试验的重复性非常好。
1.2.2 垂直射流实验
射流是环境水力学研究领域的经典问题，实验手段是探索射流运动规律的重要途径。由于射流的排放方式与受纳环境水体的条件千差万别，射流的种类十分多样。工程中遇到的射流基本都属于紊动射流。依据射流形成的动力不同，可将射流分为三大类：①单纯受初始动量作用的纯射流或动量射流；②单纯由于喷口流体与环境流体密度差形成浮力作用的羽流；③同时受初始动量与浮力作用的浮射流［5］。环境水体的流态也直接影响射流特性，相同型式的射流在不同环境流条件下表现出不同的运动规律。根据水动力特点，环境流一般可分为静水、恒定流、潮流、波浪和波流。本书重点总结垂直射流的主要研究成果。
（1）静水中的垂直射流。静水中的垂直紊动射流是最基本的射流形式。研究成果主要集中在射流的势流核心区长度、流速和浓度的时均量及相关紊动参数沿轴线及射流横断面的分布形态等方面。
根据射流的产生与发展过程，射流可分为起始段与主体段。射流起始段内中心流速未受到掺混影响、保持射流的出口流速，称为势流核心区。对于圆形纯射流排入静止环境水体，Fischer等（1979）从理论分析和实验研究得出势流核心区长度为6.2D，D为喷口直径［38］。黄真理（1993）将PLIF技术引入圆形紊动射流浓度场的测量，发现浓度分布核心区的长度明显短于流速分布核心区长度［39］。早期一些研究给出的射流核心区长度忽略了射流源到喷口的距离。Antoine等（2001）通过总结简单射流和微弱同流环境中的射流研究成果，发现射流源到喷口最大可达5D［40］。Or等（2011）依据PIV测量结果并考虑了射流源与喷口的距离，得出雷诺数Re=4130时势流核心区末端距离喷口约2.7D［41］。
对于浮射流而言，射流的原动力既有动量也有浮力，与表征惯性力与浮力相对作用的密度弗劳德数有关。浮射流问题很难用解析方法求解，大多根据量纲分析结合实验进行研究。Papanicolaou和List（1988）对圆形浮射流进行了总结，并采用LDV和LIF对流速和浓度进行了测量，发现流速分布与浓度分布具有相似性，基本呈高斯分布；射流轴线流速与浓度沿程衰减，但轴向与径向的相对流速紊动强度、相对浓度紊动强度保持不变［42］。Wang和Law（2002）基于DPIV和PLIF的测量结果也得出了相似的规律［43］。槐文信等（2002）对静止均匀浅水中的铅垂紊动射流进行实验研究，得到水面隆起高度与射流出口单位能量和相对水深的函数关系，验证了隆起高度具有自相似性、满足高斯分布的结论［44］。Roberts等（1997）采用PLIF和微型电导仪对高密度射流垂直向上排入静水水体进行了研究，发现在射流跌落区域浓度紊动强度较大［45］。杨中华（2007）总结了静止环境中负浮射流的特征量，给出垂直射流最大上升高度与密度弗劳德数的关系［46］。Ahmad和Baddour（2012）研究了热射流垂直向下排入静止水体的温度场特性，结果表明垂直方向射流穿透高度有较大的脉动［47］。
（2）恒定横流中的垂直射流。由于横流环境下射流与环境流相互作用，射流的卷吸掺混机理比静水条件下复杂得多。作为工程中应用较多的射流型式，横流中的射流一直受到广泛关注。研究成果主要集中在射流结构、射流轨迹、流速与浓度分布及紊动特性等方面。
横流中射流的喷口流速与环境来流呈90°夹角，当横流遇到射流阻碍时将产生绕流。从环境流与射流的相互作用分析，可将射流分为三段［5，32］：初始段、射流弯曲段与顺流贯穿段。初始段射流弯曲程度很小，射流特性与静止水体比较类似；弯曲段主要由环境流绕流造成的射流迎流面与背流面压强不相等所引起，在该区域射流断面形状由扁卵石形逐渐变为肾形，并在横断面形成反向涡对，且浓度呈现出肾形两头各有一峰值的对称分布；顺流贯穿段射流流动方向基本与横流一致，浓度场发展主要表现为随流扩散。Fric和Roshko（1994）定义了横流射流近区的四种涡结构（图1.1）：射流与横流流速差异引起的射流主体边缘的剪切型旋涡、马蹄形涡、尾涡以及射流横断面上的反向涡对（CVP）［48］。CVP的存在使得环境流体不断被卷吸掺混进入射流，射流展宽增加并被沿程稀释，是目前研究最多的射流涡结构［48-56］。黄真理（1993）在实验中发现由于横流作用射流弯曲段水平截面发展为马蹄形，并且当马蹄的两翅被绕流拉得较长时，流动出现分叉现象［39］。Haven和Kurosaka（1997）采用LIF和PIV技术系统研究了横流中射流的肾形旋涡结构，认为射流喷口形状对于肾形旋涡结构的形成和发展有较大影响［51］。姜国强等（2002）利用PIV对湍射流初始区、横流和射流的相互掺混区进行测量，通过分析流动结构图像，指出横流中射流尾迹的涡结构与圆柱绕流尾涡有很大区别［57］。Diez和Bernal等（2005）将PIV-PLIF技术用于研究横流中圆形浮射流的自保性结构，发现射流断面上反向涡对的轴与横流方向基本一致［49］。射流流速与环境流的比值R是横流中射流发展的重要参数，Smith和Mungal（1998）通过PLIF实验研究了流速比在5～25范围内横流中的射流，发现低流速比时射流出现分叉现象和尾涡［52］。Meyer等（2007）采用立体PIV研究了两种流速比条件下横流中的射流，结果表明当流速比为3.3时，尾涡起主导作用，而当流速比为1.3时，剪切涡起主导作用［56］。
图1.1 横流中射流近区常见的旋涡结构（Fric和Roshko，1994）
射流轴线轨迹是横流中紊动射流首先关注的问题。射流轴线可以按照射流各断面上最大流速点的连线以及最大浓度点的连线来确定。早期理论认为横流作用于射流的压差阻力是引起射流弯曲的原因，因此可以根据绕流阻力系数推导射流轨迹［32］。后来多数研究认为绕流阻力系数随射流沿程变化，并且出口断面的阻力系数CDo随着流速比R的增大而降低［32］。已有实验表明，依据射流断面最大流速确定的轴线轨迹与按照断面最大浓度确定的轨迹有所差异［58，59］。
在描述射流轨迹线时往往需要引入一些无量纲参数。Wright（1977）引入流量特征长度、动量特征长度等四个特征长度来描述横流中垂直浮射流的变化［60］，将浮射流分为动量作用近区、动量作用远区、浮力作用近区与浮力作用远区。在动量作用近区与远区，射流轴线轨迹分别被描述为无量纲数z/lm关于x/lm的1/2与1/3次方指数形式；在浮力作用近区与远区，射流轨迹描述为z/lb关于x/lb的3/4与2/3次方指数形式，其中z为高度、x为顺流方向与喷口的距离、lm为由起始动量引起的射流轴线流速衰减到与环境流速为同一量级时射流所达到的高度、lb为由浮力作用引起的射流轴线流速衰减到与环境流速为同一量级时射流所达到的高度；但不同实验所得关系式中的系数差别较大［59-61］。对于横流中的圆形射流，也有很多研究将射流直径D作为特征长度，并将射流比R引入来描述射流轨迹，轨迹方程一般为z/D-f（x/D，R）［57，39］。姜国强等（2002）采用PIV对横流中不同流速比的垂直向上湍射流流场进行测量，发现射流的弯曲程度随流速比增大而减小［57］。Meftah等（2004）对比研究光滑床面与波浪形床面下横流中的垂直圆浮射流流场，发现床面粗糙度对于射流轨迹有着明显的影响［62］。
除了射流结构与射流轨迹研究外，关于横流中射流的掺混稀释规律及紊动参数也有不少研究成果。肖左庭（1987）研究横流中水平热射流的扩散特性，发现横流作用下射流核心区变短［63］；Hodgson和Rajaratnam（1992）通过实验给出射流混合区最小稀释度与距离的指数形式关系式Cm/C0=1.09（αx/D）0.56，其中α为流速比［64］。杨中华（2004）比较了横流中平面负浮射流不同位置的紊动特性，发现实验条件下横流来流断面紊动强度较小、喷口断面上离喷口较近的区域紊动强度最大、在涡心及分离点断面紊动强度也比较大［46］。王鹏等（2008）采用ADV测量了不同来流条件下，温排水从单喷口垂直向上入射环境流的流场分布，得出随流速比增大，射流初始段长度增加、轴线流速衰减变缓的结论［65］。Kikkert等（2010）利用光衰减技术研究了横流中水平浮射流的三维轨迹线，对浓度峰值的跟踪结果表明，射流发展过程在弱对流向强对流转化时出现分叉，横剖面浓度呈现双峰［66］。Or等（2011）将PIV-PLIF技术用于测量不同横流流速下垂直圆射流的流场和浓度场，发现随着横流由弱变强，势流核心区长度单调递减、轴线流速衰减变快［41］，其规律与前人研究相同。
（3）潮、波环境下的垂直射流。波浪对射流的影响很早就引起学者的关注。20世纪70年代，就有学者发现驻波和前进波作用下，射流的稀释能力明显增强［67，68］。LAM和XIA（1998）基于流动显示技术研究了垂直圆射流在非恒定流中的扩散特性，发现非恒定流的影响使垂直入射的流体存在局部堆积，形成较大尺度的流团［69］。近十年来，波浪中的射流研究得到越来越多学者的关注。Abdel-Rahman和Eleshaky（2004）采用激光测速仪对比研究了平面垂直射流在恒定流和波流环境下的流速特性，结果表明波浪作用下射流建立区长度缩短、射流发展加快［70］。Mossa（2004）、陈兴伟等（2004）对射流垂直入射波浪的流场测量结果显示，波浪作用有利于增强射流的紊动和扩散能力［71，72］。周丰和孙昭晨（2007）使用PIV技术研究了不同规则波周期条件下有限水深圆形垂直射流的特性，发现随着波周期增大，射流垂向平均速度分布中的双峰沿喷口轴线出现提早、射流扩展变宽［73］。Tam和Li （2008）研究了随机波浪下垂直紊动射流的射流流动特性，结果表明波浪对射流的影响明显，主要体现在射流宽度增加、轴线流速衰减变快、射流核心区长度缩短［74］。陈永平等（2008，2009）对不规则波作用下的垂向圆管射流进行实验研究，根据射流和波浪相互作用的强弱对射流区域进行划分，用代表射流初始动量与波浪动力相对强弱的特征长度
建立了经验公式[75，76]。Hsiao等 （2011）采用PIV技术研究了规则波条件下紊动圆射流的瞬时流速场，并基于整体和相位平均法分析射流的紊动和平均特性，得出与前人一致的结论[77]。徐振山等 （2013，2014）利用三维ADV分别测量了规则波和不规则波条件下的垂向圆管射流流场，发现规则波条件下，靠近自由表面的射流垂向速度横剖面出现比较明显的 “双峰”现象，而不规则波条件下能够保持较好的高斯分布，“双峰”现象不明显[78，79]。各种波浪作用下的射流研究成果表明，射流动量与波浪动量的比值是横向射流与波浪相互作用强弱的指标；波浪有助于加强射流与环境水体间的卷吸掺混。
潮流环境下射流的紊动卷吸掺混特性研究开展得比较晚。Brocard（1985）研究了水池内表面热浮射流进入回荡水流中的温度分布，得到热水团随流速变化的关系及热水团厚度的变化规律，但并没有涉及射流附近区域紊动特性的研究［80］。陈道毅（1988）首次在玻璃水槽采用激光测速仪对潮流中的垂直平面窄缝射流进行了测量，实验中潮流周期取96s、192s以及384s，每组实验测量点数约200个，通过各点在相同相位处的流速值组成流场，从而得到不同潮时的全流场平均流速分布。研究结果表明在一个潮周内射流交替折向上下游，涨落潮阶段的射流流速分布与相同速度比的恒定流类似，研究肯定了天然潮汐流中紊动射流可看作准恒定的假设［81］。王立新（1990）将图像处理技术用于潮流中底部和岸边线源排放的浓度场测量，共进行了三种潮周期128s、256s和386s的研究，发现憩流时存在污染物云团现象，提出在憩流阶段准恒定假设不适用、排放近区浓度场由于具有叠加性不宜按准恒定简化计算的结论［82］。Nash和Jirka（1996）在6m×8m×20cm的水池内用PLIF测量了环境流速在±6cm/s之间、加速度在0.005～0.02cm/s2范围变化的潮流中的表面热浮射流温度场［83］。陈朝泉（1997）采用自主开发的PLIF系统测量了潮流中多孔垂直射流的浓度场，实验选择两种潮周期270s与200s，通过力平衡关系推导了潮流中射流的轨迹线方程。研究成果指出潮流作用下射流的发展受潮流加速度和横流流速比的共同作用；加速段潮流加速度越大，射流浓度衰减越快［84］。由于潮流周期长、模拟控制难度大，污染物在涨落潮过程中影响区域大，潮流环境下射流的研究受到生潮控潮技术以及流场、浓度场测量技术水平的制约，研究成果比较少。
综上所述，波浪环境下的射流研究近些年涌现了较为丰富的成果，并取得一定共识。潮流环境下的射流研究比较少，已有成果存在的问题主要有：①限于研究手段，没有同步研究完整潮周过程中射流流场与浓度场的随潮演变规律；②模拟潮流周期比较短，最短为270s、最长不到390s，不能反映天然海域潮流的基本特性；③研究对象多为纯射流，未考虑浮力影响。
1.2.3 射流数学模型
数值模拟是研究潮流条件下射流混合区特性的另一种重要手段。射流数值模拟方法主要包括三类：直接数值模拟、大涡模拟、雷诺平均模拟。
直接数值模拟就是不引入任何湍流模式，直接求解瞬时N-S方程。直接数值模拟的优点在于能准确分辨湍流的多尺度涡结构与脉动特性。当前，射流直接数值模拟研究主要集中于两方面：①探索射流涡结构的产生、演化机制［85-89］；②为射流大涡模型、雷诺平均模型的验证提供基本数据与机理支撑［90-91］。由于直接数值模拟不仅要分辨整个流动区域内所有尺度的涡结构，而且要分辨湍流在时间方向的脉动，因而计算的空间网格尺度和时间步长都非常小，计算量非常大。受计算速度与内存空间的限制，目前射流的直接数值模拟仍然局限于恒定流情形，对潮流情形几乎难以实现，即便是恒定流条件，大多数射流模拟的雷诺数仍停留在103量级。
大涡模拟是计算量介于直接数值模拟与雷诺平均模拟之间的模拟方法。其思想是将湍流运动分解成大尺度涡运动和小尺度涡运动，用滤波函数滤掉小尺度涡，建立大尺度涡的输运方程。对滤掉的小涡，则通过在大涡运动方程中添加亚格子尺度应力项来反映。由于大涡模拟计算量较直接数值模拟小，同时还能给出雷诺平均模拟无法给出的紊流信息，近年来在射流数值模拟研究中获得了较多关注。当前射流大涡模拟主要用于时空尺度较小的射流研究，研究成果集中在两方面：①探索射流近区的输运机理［92-103］；②比较大涡模型与雷诺平均模型在模拟射流时的优缺点［104-106］。大涡模拟与雷诺平均模拟相比，计算量仍然很大。就目前计算条件而言，并不适合模拟潮流环境中射流演化的全过程。
对工程应用而言，往往感兴趣的是时均速度场、温度场以及脉动量的时均特性。雷诺平均模拟结果一般能够满足工程应用要求，在实际中得到了广泛应用。雷诺平均模拟的思想是求解时均化的N S方程，并采用雷诺应力项来反映紊动对时均量的影响。雷诺平均法的核心是建立雷诺应力项
与时均流动的关系，即湍流模式。目前常用的湍流模式可分为两大类：①雷诺应力模型，②涡黏模型。在雷诺应力模型中，直接构建描述雷诺应力的输运方程。在涡黏模型中，将雷诺应力表述为湍流黏性系数的函数。对于涡黏模型，根据确定涡黏系数的微分方程数目，涡黏模型可分为零方程、一方程与两方程模型。在基于零方程、一方程模型的射流模拟研究方面，代表性工作包括：Tang等（2008）采用混合长度模型模拟了实际工程中多喷口扩散器的热水输运[107]；Wang等 （2012）采用Spalart-Allmaras模型模拟了横流中射流的分叉现象[108]。零方程模型采用代数表达式来建立湍流黏性系数与时均值的关系，比如普朗特混合长度模型。该模型忽略了对流—扩散对雷诺应力的作用，不能用于模拟带有分离与回流区的流动。一方程模型虽然考虑了对流—扩散对紊动的影响，但存在模型参数特征长度难以确定的问题。目前，射流雷诺平均模拟主要采用两方程涡黏模型，代表型模型主要包括标准k-ε模型、RNG k-ε模型与Realizable k-ε模型。
针对静水条件和恒定流条件下的射流，不少学者采用两方程湍流模拟开展了大量研究。在射流的标准k-ε模型模拟研究方面：槐文信等（1998）数值再现了单孔圆形射流的分叉现象与马蹄涡结构［109］。Kuang等（2006）模拟了静水中交替排放型射流的相互作用，发现射流边界交叉点位置与密度弗劳德数、喷口直径、喷口间距等因素有关［110］；曾玉红、槐文信（2005）模拟了横流条件下的圆形垂直浮射流，数值发现基于射流流场和射流温度场的轨迹线并不重合［111］。由于标准k-ε模型难以处理高应变率与流线弯曲程度较大的流动，一些研究者采用改进的k-ε模型来模拟射流运动，这些模型主要有RNG k-ε模型与Realizable k-ε模型。在基于RNG k-ε模型的射流模拟研究方面，主要工作包括：Huai和Fang等（2006）模拟了静水环境中有障碍方形浮射流，发现横断面温度等值线为星形状，且受密度弗劳德数影响［112-113］；El-Amin等（2010）模拟了浮射流的轴向流速，中心线流速以及温度场，发现垂向Richardson数会先减小后增大［114］；Huai等（2010）数值模拟了水平浮射流的横断面轨迹线、稀释度，数值结果与实验结果吻合较好，并发现z平面速度在距喷口5倍喷口直径距离后具有较好的相似性，满足高斯分布［115］。方神光等（2010）模拟了动水环境中的高浓度射流，结果表明随着环境流速的增大，射流触地点浓度将减小，触地点位置将后移［116］。
RNG k-ε模型虽然可以较好地处理高应变率流动，但仍无法克服时均应变率特别大时，正应力为负值的缺陷。Realizable k-ε模型通过将湍流黏性系数与应变率相关联，克服了标准k-ε模型与RNG k-ε模型的这一缺陷，成为当前射流模拟的主要选择，并在实践中得到了检验。Xiao和Lee（2006）模拟了横流中多喷口射流运动，发现主导射流的轨迹与横流中单个自由射流的轨迹相似［117］。Lai和Lee（2012）利用Realizable k-ε模型的模拟结果验证了多喷口动态射流影响模型［118］。李志伟等（2009）通过比较RNG k-ε模型、Realizable k-ε模型的计算结果与实验结果，发现Realizable k-ε模拟径向紊动浮射流时精度更高［119］。此外，一些研究者还采用其他的两方程模型来研究射流，Yu和Righetto （1998）采用深度平均的
模型模拟了长江入海口的流场、温度场、BOD分布、COD分布［120］。郝瑞霞和周力行等（1999）采用浮力修正的k-ε模型模拟了表面浮射流，计算结果可较好地反映密度分层现象［121］。
目前，关于潮流与波浪环境下射流的二维或准三维模拟研究工作已开展不少［122-128］，而潮流条件下射流的全三维数值模拟研究还很少，代表性工作包括：Xia和Lam（2004）采用RNG k-ε模型模拟了往复型横流中的射流运动，该研究假定往复流速度为U（t）=Ua+upsin（2πft），未考虑涨潮和落潮阶段潮流方向的差别［129］；Tang等（2014）基于FVCOM模型与SIFOM模型，采用多重网格法模拟了潮流条件下的热输运，自由水面位置由准三维模型确定，湍流模型采用Mellor-Yamada模型［130］。
潮流条件下浮射流的全三维数值模拟较准三维、二维的难度明显增大，需解决三个关键问题：大应变率条件下的湍流模拟、浮力效应模拟、自由面模拟。受卷吸掺混影响，浮射流近区的流动十分复杂，往往会出现多种不同形态的涡流结构，流速的时均应变率往往很大，要较好地模拟射流的轨迹、流速以及标量物质的传输过程，必须要有合适的湍流模型。此外，滨海区域火电站、核电站排出的温排水温升通常高达8～10℃，热浮力效应十分明显，如何准确地反映热浮力对时均流动、紊动、标量物质的输运是潮流条件下浮射流全三维模拟的难点。关于自由面模拟，全三维模拟中主要采用基于流体体积分数的VOF方法，然而VOF法属两相流计算方法，计算域需同时考虑水相和气相，计算量非常大，尤其是对于潮汐流这种长周期流动，当前的计算能力难以胜任，必须寻求合适的自由面模拟方法。
1.2.4 PIV-PLIF测量技术
测量技术是人类对自然规律获得感性认识的重要手段，在环境水力学发展中发挥着重要作用，其发展水平很大程度上影响着人们对物理现象的认识深度。流速与浓度是射流研究最基础的测量参数。
传统的流速仪主要有毕托管、旋桨流速仪与热线热膜测速仪，均为单点接触式测量仪器，或多或少会干扰水流流动［131-136］。20世纪70年代发展起来的激光多普勒测速仪（LDV）利用流体中运动微粒散射光与照射光之间的光波多普勒频移进行速度测量，具有不干扰流场、动态响应快、空间分辨率高的优势，在紊流研究中发挥了重要的作用［12，19，42，69，81，137-142］。近30年，基于声波多普勒效应测量流体运动速度的超声波流速仪（ADV）以其精度高、操作简便、探头不直接干扰被测点流速、可同时获得三维流速、对工作环境要求低等特点，在实验研究中获得广泛应用［14，16，44，75，143］。但上述测速仪器的共性是只能进行单点测量，无法给出瞬态的细致流场分布。
污染物扩散实验，往往需要以某种示踪剂代替污染物，并通过相应仪器检测示踪溶液的浓度。传统的示踪实验多采用荧光物质如罗丹明B、罗丹明WT、荧光素钠等作为示踪剂，通过提取样本溶液，采用荧光分光亮度计检测浓度［76，144-146］；还有的以盐作为示踪剂，采用电导仪检测浓度［147-148］；另外还有些以氟化物、有机物质亚甲蓝、酒精作为示踪剂［75，149］。上述检测均属于接触式测量，其局限性在于干扰流场，对于以盐作为示踪剂的还会影响水的密度从而影响测量的准确性。为获得射流扩散的发展形态，有学者尝试以染色剂作为示踪剂，通过照相比对建立浓度与颜色深浅的关系［69，82］，该方法精度较低、信息量少。
随着光学、摄像及计算机图像处理技术的迅速发展，粒子图像测速技术（Particle Image Velocimetry，PIV）与平面激光诱导荧光技术（PLIF，Planar Laser Induced Fluorescence）应运而生，这两项技术具有不干扰流场、定量获取瞬时全场流速或浓度信息、可视化显示流场内部结构的优势，为深入研究紊动射流机理提供了便利条件和发展空间。
（1）粒子图像测速技术研究进展。粒子图像测速技术的基本原理是以激光照射被测流动区域，通过成像方法连续两次或多次记录水体中示踪粒子的位置，利用图像分析技术判断粒子运动的时间和位移并计算粒子的速度矢量。
激光器是PIV的首选光源，可保证粒子散射光的强度，获得高清晰的粒子图像。Kompenhans与Reichmuth（1986）最早将Nd：Yag脉冲激光器用于粒子图像测速技术［150］，之后Nd：Yag激光器成为PIV系统的主流［151］。从成像媒质看，PIV经历了GPIV（Graphic Particle Image Velocimetry）到DPIV（Digital Particle Image Velocimetry）的发展，前者将图像记录在胶片或录像带上，优点在于分辨率高，缺点是图像后处理繁琐、图像分析时存在速度矢量方向的二义性问题［136，151］；后者以CCD（Charge Coupled Device）或CMOS（Complementary Metal-Oxide Semiconductor）作为成像媒质，不仅解决了二义性问题，而且便于在线调整实验参数、大大提高了图像处理效率［136］，是目前大多数普通PIV系统的选择。CMOS虽然在图像分辨率上稍逊CCD一筹，但其像素读取速度更快、性价比更高［152］，因此在高频PIV系统中得到广泛应用［153-157］。PIV测量流场时以示踪粒子的速度反映流体速度，示踪粒子要满足三个基本条件：跟随性好，可以真实反映流体运动；对光的散射性好，有利于成像；粒子在流体中的分布和浓度大小要满足能获得全场图像信息的要求［136，151，158-162］。
Willert和Gharib（1991）最早将快速Fourier变换引入计算两幅图像的互相关函数，得到诊断窗口内粒子的平均速度［163］。但该研究由于未考虑粒子出入窗口及速度梯度的影响，在处理速度变化剧烈的流场时精度较差［44］。之后逐渐涌现出许多基于Fourier变换的改进方法，如迭代算法［164-166］、改进序贯相似性检测［167］、实序列Fourier变换［168］等；也有学者将Hartley变换引入相关分析计算［169］，但Fourier变换仍然是目前相关分析中最为常用的方法［170］。诊断窗口尺寸是影响PIV流场计算准确度和可靠性的主要参数：窗口太大，虽然粒子多，但噪声会相应增加；窗口太小，用于计算的有效粒子减少，甚至无法满足相关计算的基本条件，因此需要设置合适大小的诊断窗口。关于窗口的尺寸也有很多研究，有的提出粒子对最大位移不应该超过诊断窗口的1/4［171］，有的依据采样定理提出不应超过诊断窗口的1/3［172］。此外，为提高测量精度、可靠性以及计算效率，学者们还从图像噪声处理、区域离散优化、变形校正、优化查询窗口、亚像素拟合等方面开展了大量研究［172-183］。
经过几十年的发展，PIV技术的发展已经比较成熟。美国TSI公司、德国Lavison公司以及丹麦Dantec公司均有相应产品。国内自主研发的PIV技术也取得较多成果，如王龙与李丹勋（2008）研发了高帧频紊流粒子图像测速系统，最高帧频可达800Hz［155］；王兴奎（2013）为扩大测量面积，将鲍威尔镜引入PIV的光学系统产生片光［184］。PIV技术在射流紊动特性研究中发挥了重要作用并取得大量成果［57，73，185-194］。
（2）平面激光诱导荧光技术研究进展。平面激光诱导荧光技术的基本原理是以荧光物质溶液作为示踪剂，荧光溶液经过一定波长的激光片光激发后产生反映浓度大小的荧光光强，据此可通过测量荧光光强获得浓度场。
连续波氩离子（Ar+）激光器与Nd：YAG脉冲固体激光器是目前常用的两种激光器。前者光束质量好、输出功率稳定，输出波长主要是488nm与514.5nm，可有效激发荧光素钠溶液产生荧光；后者输出功率大，但脉冲之间能量波动大，光束分布也有差异，其输出波长主要为532nm，可激发罗丹明B或罗丹明6G产生荧光［195］。2008年之前，氩离子激光器使用率占近3/4［195］。近些年，PLIF与PIV同步测量技术逐渐兴起，Nd：YAG激光器作为绝大多数PIV系统的标准配置［151，155，196］，也越来越多地成为PLIF系统的光源［197-199］。单纯从PLIF技术而言，氩离子连续激光器以其稳定的输出功率更具优势。氩离子激光器在TEM00模式下产生的光束近似于高斯分布［195］，经过半圆柱透镜扩展为片光后，光强沿横向分布不均匀，中间能量强、两边能量弱，光强峰值与平均值相差可达1.5倍［200］，造成相同浓度的荧光溶液被激发出不同强度的荧光。片光光强分布的不均性在一定程度上限制了PLIF系统的测量范围。常规的PLIF系统测量面积多为10cm×10cm的小区域［197，199，201，202］。钟强等（2013）、Shahzad等（2007）、Torres等（2013）将鲍威尔镜引入光学系统来扩大片光面积［184，203，204］。
为提高测量精度，消除片光光强横向分布不均及沿程衰减的影响，需要对浓度场进行校正计算。黄真理（1994）提出片光高斯分布的二维数字校正方法，并用于圆形紊动射流的浓度测量［205］；陈昭泉（1996）基于递推计算方法对前述校正公式进行修正，并用于潮汐流动中射流浓度场的测量［84］。另外，逐点校正法也常用于消除片光的不均匀性［204，206-208］。
目前，国外几家大型公司均在原有PIV基础上开发了PLIF产品，但只能满足小尺度测量的需求。我国对PLIF测量技术的自主研究仅停留在20世纪90年代［84，205，209］。
（3）PIV-PLIF同步测量技术。速度和浓度是污染物输移扩散的两个重要参数。为更深入地了解物质的紊动掺混特性，近十几年，PIV与PLIF同步测量流场与浓度场的技术逐渐成为一种趋势，并在火焰燃烧、紊动射流、湍流结构等研究领域取得不少成果［49，210-213］。
PIV与PLIF测量原理不同，对激光和图像采集系统的要求也不同：PIV需要采集水体中示踪粒子的散射光，只要粒子跟随性好、布撒比较均匀、入射光强足够、图像清晰即可，对激光波长、片光光强分布均匀性没有特殊要求；PLIF需要采集荧光溶液被激光激发所产生的荧光，不同荧光物质可吸收的波长及发射的波长不同，因此要求激发光波长与荧光物质相匹配。为保证浓度场测量结果的准确性，还应建立与片光光强分布特点相适应的校正方法。
为同步获得流场与浓度场，多数PIV-PLIF系统选择一台激光器作为光源，同时触发两个装有不同滤光镜的相机分别采集散射光与荧光图像。现行PIV-PLIF系统基本上都采用Nd：YAG脉冲激光器，以罗丹明6G或罗丹明B作为荧光物质［43，49，196，198，207，211-218］；也有个别系统针对PIV与PLIF分别使用不同类型的激光器，采用一个相机接收图像信息的，如Chang和Cowen（2002）、Horner-Devine （2006）以Nd：YAG激光器作为PIV的光源，以连续波氩离子（Ar+）激光器作为PLIF的光源，用于激发荧光素钠溶液产生荧光，由于PIV系统的激光波长与荧光素钠溶液产生的荧光波长分别为532nm与515nm，两者比较接近，故可用一台相机同时接收散射光与荧光图像［219，220］。上述两种方式相比，整个系统只用一台激光器显然在保证测量同步性方面明显更具优势。现行的绝大多数系统采用适合流场测试的Nd：YAG脉冲激光器在某种程度上限制了PLIF的发展和应用，主要体现在以下几个方面：①PIV的激光光束一般通过半圆柱透镜扩展为扇形片光，光强分布不均匀，不仅校正困难、复杂，而且测量面积有限。②可选择的荧光物质固定，罗丹明B和罗丹明6G都有一定毒性。此外，罗丹明B对温度还很敏感，不适合有热量变化的污染物浓度场测量。③脉冲激光的输出功率与光强不够稳定，脉冲间波动较大，会影响浓度测量。④采样频率较低，多数在20Hz以下［155］。目前，国内关于PIV-PLIF同步测量技术的自主开发还尚未见到相关文献，仅有零星的应用研究［221-222］。
综上所述，对于潮流环境下的射流研究，现行的商用PIV-PLIF测量系统尚不能完全胜任，主要体现在：①测量面积小，多为10cm×10cm，难以涵盖涨落潮过程中射流的主要影响区域；②采样频率低，基本在20Hz左右，难于动态捕捉脉动频率较高的小尺度涡旋；③荧光物质比较固定，而且毒性较大；④采样容量有限，不能满足长周期潮流变化过程中射流流场与浓度的高频连续采集要求。为此，必须研发大范围、高帧频PIV-PLIF同步测量系统。