Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Малые свободные капиллярные колебания жидких капель 22
1. Случай сферической капли, окруженной неконцентрическим сферическим слоем другой жидкости 22
2. Случай сферической капли с абсорбированным в поверхностном слое жидкости поверхностно-активным веществом - 44
Глава II. Резонансные колебания сферической капли, взвешенной в колеблющейся жидкости другой плотности 57
1. Нелинейный резонанс вынужденных колебаний капли 57
2 . Влияние малой вязкости жидкостей на параметрическую неустойчивость вынужденных колебаний капли 69
Глава III. Влияние вибраций на переход от пленочного к пузырьковому режиму кипения (второй кризис кипения) 84
1. Анализ влияния поступательных вибраций на кризисы кипения с точки зрения теории размерности 84
2. Влияние нормальных вибраций плоского горизонтального нагревателя на второй кризис насыщенного кипения 88
Заключение
Библиографический список использованной литературы
- Случай сферической капли с абсорбированным в поверхностном слое жидкости поверхностно-активным веществом
- . Влияние малой вязкости жидкостей на параметрическую неустойчивость вынужденных колебаний капли
- Анализ влияния поступательных вибраций на кризисы кипения с точки зрения теории размерности
- Влияние нормальных вибраций плоского горизонтального нагревателя на второй кризис насыщенного кипения
Введение к работе
Диссертация посвящена изучению влияния вибраций на поведение многофазных систем. Гидродинамика многофазных систем является актуальной областью исследований, благодаря многочисленным практическим приложениям в гидродинамике океана, биологии, химической промышленности, энергетике, космических технологиях и т.п.
Большое число работ в данной области посвящено изучению малых свободных капиллярных колебаний систем с поверхностями раздела сред. Результаты этих исследований важны как сами по себе, так и в связи с тем, что изучение свободных колебаний таких систем является начальным этапом изучения их поведения под действием вибраций. Обычно в теоретических исследованиях, целью которых является изучение характера влияния различных факторов, ограничиваются случаями простой геометрии поверхностей раздела: плоской или сферической. Поверхности раздела простой геометрии часто встречаются в технологических приложениях, кроме того, понимание их поведения является шагом к изучению систем более сложной геометрии.
Первыми работами, где исследовались малые свободные капиллярные колебания систем с поверхностями раздела сред относительно их равновесной сферической формы, были работы лорда Рэлея (Rayleigh; 1879, 1894) и лорда Кельвина (Kelvin, 1890), изучавших каплю невязкой несжимаемой жидкости. Было показано, что решение можно представить в виде линейной суперпозиции мод с нормальной зависимостью от времени, в основе которых лежат сферические гармоники. Для собственной частоты колебаний была получена формула Рэлея, связывающая частоту с меридиональным числом сферической гармоники и параметрами системы.
Малую вязкость жидкости рассмотрел Ламб (Lamb, 1945), нашедший приближенное выражение для декремента затухания свободных колебаний капли. В качестве первого приближения им использовалось решение для невязкого случая, на основе которого определялась вязкая диссипация в объеме жидкости. Случай произвольной вязкости жидкости был исследован Рэйдом (Reid, 1960); подробное описание может быть найдено в книге Чандрасекара (Chandrasekhar, 1961).
Задачу о колебаниях формы сферической в равновесии капли невязкой не сжимаемой жидкости, взвешенной в невязкой несжимаемой жидкости другой плотности, можно найти у Ламба (Lamb, 1945). Первыми, кто рассмотрел ма- ^ лую вязкость жидкостей в такой системе, были Валентине, Сафер и Хейдежер »Л* ' (Valentine, Sather, Heideger, 1965). Они, однако, некорректно использовали вы-ь шеупомянутый метод Ламба, который не учитывает вязкую диссипацию в пограничных слоях, окружающих поверхность раздела жидкостей, и дающую в данном случае основной вклад в затухание колебаний. На их ошибку указали Миллер и Скривен в своей работе (Miller, Scriven, 1968), в которой ими было получено дисперсионное соотношение для случая произвольной вязкости жидкостей и поверхности раздела жидкостей, обладающей вязко-эластическими свойствами типа Буссинеска — Скривена - Бупара, а также рассмотрен ряд важных предельных случаев.
Та часть работы Миллера и Скривена, которая касается влияния вязко-эластических свойств поверхности раздела жидкостей, предварялась работой
Ламба (Lamb, 1945), который рассмотрел колебания сферической капли мало- v7 вязкой несжимаемой жидкости, покрытой нерастяжимой пленкой, и аналогич- » ной работой Бенжамина (Benjamin, 1962) о пузыре, отделенном нерастяжимой пленкой от неограниченного объема несжимаемой жидкости малой вязкости. В обоих случаях было найдено, что нерастяжимая пленка на поверхности жидкости существенно увеличивает декремент затухания колебаний. Миллер и Скривен нашли, что результаты для нерастяжимой пленки могут быть получены, если считать, что дилатационная вязкость или дилатационная эластичность поверхности раздела жидкостей велики.
В своей работе они, однако, не представили иллюстраций численных расчетов спектра собственных частот (а по одним лишь предельным случаям трудно судить об общем характере зависимости собственных частот от пара- метров системы) и упустили из рассмотрения случай непрерывного спектра собственных частот. Как показал Просперетти (Prosperetti, Journal de Mecanique, 1980), непрерывный спектр заполняет область положительных значений декремента затухания, а соответствующие ему апериодически затухающие собственные решения существуют при любых параметрах системы. Просперетти же были приведены графики, иллюстрирующие характер зависимости собственных частот от параметров системы, тем самым его работа дополняет работу Миллера и Скривена.
Во всех вышеупомянутых работах рассматривались решения с отделенной временной переменной, так называемые нормальные моды, собственные частоты которых находились из проблемы собственных значений. Оставлялись без внимания переходные решения, которые формально можно получить как линейную суперпозицию нормальных мод, но которые, как целое, обнаруживают иное поведение во времени, чем каждая нормальная мода в отдельности, лишь асимптотически приближаясь к наименее затухающей нормальной моде. Кроме того, анализ нормальных мод не решает вопроса о начальной генерации завихренности поля скорости жидкости, например для системы, которая приводится в движение из состояния покоя. Задача Коши для малых свободных колебаний сферической капли несжимаемой жидкости, взвешенной в несжимаемой жидкости другой плотности и вязкости, была рассмотрена Просперетти (Prosperetti, 1977). Им же в работе (Prosperetti, J. Fluid Mech., 1980) были рассмотрены частные случаи капли жидкости в вакууме и пузыря в объеме жидкости, преимущество которых состоит в том, что они допускают аналитическое решение в виде дифференциального уравнения, содержащего обратное преобразование Лапласа (Prosperetti, J. Fluid Mech., 1980), или интегро-дифференциального уравнения (Becker, Hiller, Kowalewski, 1994).
В настоящее время активно развиваются методы определения материальных параметров сред, таких как коэффициент поверхностного натяжения, плотность, коэффициент вязкости и т.п., по характеристикам их свободных колебаний. Главным преимуществом таких методов является то, что измерения могут быть проведены бесконтактно, когда система левитирует в вакууме, благодаря невесомости или поддерживающему полю.
Так, одним из методов определения коэффициента поверхностного натяжения является измерение собственных частот свободных капиллярных колебаний капли жидкости, см., например, (Sauerland, Eckler, Egry, 1992; Gorges, Egry, 1995). Если капля имеет в равновесии сферическую форму, амплитуда ко-лебаний много меньше размера капли, и жидкость невязкая и несжимаемая, то „fv коэффициент поверхностного натяжения может быть вычислен по формуле Рэ- > лея (Rayleigh, 1879). Различные факторы могут привести к отклонению частот, рассчитанных по формуле Рэлея при заданном коэффициенте поверхностного натяжения, от реально наблюдаемых собственных частот. В литературе рассмотрены следующие причины изменения спектра частот: вращение капли жидкости (Busse, 1984); несферичность формы капли (Warham, 1988); влияние поля, подвешивающего каплю в поле силы тяжести (Cheng, 1985; Cummings, Blackburn 1991); конечность амплитуды колебаний (Trinh, Wang, 1982; Tsamopoulos, Brown, 1983); влияние вязкой диссипации (Reid, 1960). Требование как можно более точного определения коэффициента поверхностного натяжения обуславливает необходимость уточнения формулы Рэлея. Часто подобное уточнение не может быть получено в замкнутой аналитической форме, что обу- ул словливает применение методов теории возмущений и численных методов. '* С помощью измерения собственных частот свободных капиллярных колеба- ний может быть определено также поверхностное натяжение на поверхности раздела двух несмешивающихся жидкостей. Для этого можно рассмотреть двухслойную систему, имеющую в равновесии вид сферической капли, окруженной концентрическим сферическим слоем другой жидкости, что проделано в работах Эгри (Egry; 1991, 2000). Теоретический анализ нормальных мод малых свободных капиллярных колебаний в такой системе для случая невязких несжимаемых жидкостей, а также экспериментальные наблюдения, были выполнены Сафреном, Элеманом и Рхимом (Saffren, Elleman, Rhim, 1982). Для каждого меридионального числа они нашли две моды свободных колебаний с двумя различными значе- ниями собственных частот, которые являются двумя решениями некоторого биквадратного уравнения. Рассматривались предельные случаи: капли жидкости в вакууме, твердой внутренней капли, недеформируемой поверхности внешней жидкости, тонкого или толстого слоя внешней жидкости.
Кроме того, Сафреном с коллегами (Saffren, Elleman, Rhim, 1982) было экспериментально обнаружено явление динамического исчезновения неконцен-тричности в процессе колебаний. Описание экспериментального наблюдения
,^ч этого явления можно найти также в работе Ли, Фенга, Элемана, Вонга и Янга . (Lee, Feng, Elleman, Wang, Young, 1982) или в работе Вонга, Анилкумара, Ли, и Лина (Wang, Anilkumar, Lee, Lin, 1994). Так как в линеаризованной по малым возмущениям положения равновесия задаче отклонение системы от концентричности нейтрально устойчиво, Сафрен с коллегами предположили, что данное явление связано с нелинейным взаимодействием в системе, что было теоретически подтверждено в работах Ли, Вонга, Тсамопоулоса, Брауна, Пелекасиса и Манолиса (Tsamopoulos, Brown, 1983; Tsamopoulos, Brown, 1987; Lee, Wang, 1988; Pelekasis, Tsamopoulos, Manolis, 1991), в которых динамическое исчезновение малой неконцентричности в процессе колебаний исследовалось методами слабо-нелинейного анализа на примере однослойной системы, имеющей в рав-новесии вид неконцентрической сферической оболочки жидкости. 'V При работе с жидкостями очень часто их поверхностный слой оказывается '# "загрязненным" абсорбированным поверхностно-активным веществом, далее
ПАВ, наличие которого может существенно влиять на рассматриваемые свободные капиллярные колебания и требует учета. Здесь мы переходим в область физико-химической термодинамики и гидродинамики гетерогенных систем, изучение которых восходит от основополагающих работ Гиббса (Гиббс, 1982). В них Гиббс ввел понятие фазы, компонента, химического потенциала, установил общие свойства равновесия гетерогенной системы и роль в нем энтропии и энергии, создал термодинамику поверхностных явлений. Он отмечает, что "при рассмотрении поверхности раздела двух соприкасающихся гомогенных масс необходимо учитывать изменение плотности компонентов, энергии и энтропии вблизи поверхности разрыва". Такое изменение, называемое явлением абсорбции, есть результат ван-дер-ваальсового взаимодействия между молекулами, которое притягивает их к поверхности раздела или наоборот отталкивает от нее.
Феноменологическая теория абсорбции для неравновесных систем была развита в работах Ленгмюра и Поляни. Более подробную информацию о явлении абсорбции можно найти, например, в монографиях (Левич, 1952; Воюцкий, 1975; Братухин, Макаров, 1994).
,/% Таким образом, наличие ПАВ приводит к изменению сил, действующих на „ поверхность раздела сред. Оно может заключаться, как в вышеупомянутом изменении капиллярной силы, так и в появлении касательной к поверхности ди-латационной силы, вызванной неоднородностью поверхностной концентрации ПАВ. Кроме того, возможно появление дополнительного вязкого и упругого напряжений, связанных с наличием ПАВ в поверхностном слое жидкости. Впервые поверхностная вязкость была введена в работах Буссинеска. Затем Скривен (Scriven, 1960) получил граничные условия баланса напряжений на поверхности раздела жидкостей, проявляющей вязкие свойства. Бупара (Bupara, 1964) обобщил их на случай поверхности раздела, проявляющей вязко-эластические свойства.
Малые свободные капиллярные колебания сферической капли несжимае- *г мой жидкости, взвешенной в несжимаемой жидкости другой плотности и вяз- /» кости, в присутствии растворенного во внешней жидкости ПАВ, рассмотрели
Лу и Апфел (Lu, Apfel, 1991). Из процессов переноса ПАВ учитывались конвективный перенос и диффузия в объеме внешней жидкости, конвективный перенос и диффузия ПАВ в поверхностном слое, процесс переноса ПАВ между объемом внешней жидкости и поверхностным слоем считался контролируемым абсорбцией. Тензор поверхностной вязкости был взят в форме Буссинеска -Скривена. Кроме того, что было получено дисперсионное соотношение для общего случая, был рассмотрен предел малой вязкости жидкости. Случай капли жидкости в вакууме исследовался в более поздней работе Тиана, Холта и Ап-феля (Tian, Holt, Apfel, 1995). В этой работе основное внимание уделялось рас- смотрению различных типов переноса ПАВ между объемом жидкости и по верхностным слоем: контролируемому объемной диффузией, контролируемому абсорбцией, а также смешанному типу. Была обнаружена быстро затухающая мода свободных колебаний капли, появляющаяся благодаря дилатационной силе. Дальнейшим развитием исследования систем со сферическими поверхно стями раздела сред является изучение их поведения при наличии вибрационно- * го воздействия, в том числе изучение резонансных явлений. Так, одной из воз- г можных здесь задач является задача о сферической капле несжимаемой жидко- сти, взвешенной в колеблющейся несжимаемой жидкости другой плотности. В такой системе возможна параметрическая неустойчивость вынужденных коле баний, вызванная взаимодействием мод свободных колебаний, посредством трансляционной моды вынужденных колебаний (Lyubimov, Lyubimova, Cherepanov, Meradji, Roux, 1997). В невязкой постановке задача рассматрива лась в работе (Lyubimov, Lyubimova, Cherepanov, Meradji, Roux, 1997), где было показано, что главная резонансная частота вибраций равна сумме двух сосед них собственных частот свободных колебаний системы. Влияние малой вязко сти жидкостей исследовалось в той же работе феноменологически, искусствен ным добавлением в амплитудные уравнения диссипативных членов, что приво- дит к появлению конечного порога по амплитуде вибраций и сдвигу резонанс ів ной частоты. Было обнаружено, что в случаях нулевой вязкости и вязкости, л стремящейся к нулю, области неустойчивости в пространстве параметров "амплитуда вибраций - расстройка частоты вибраций" не совпадают. Малая вязкость оказывает дестабилизирующее влияние, расширяя область неустойчивости. В работе (Lyubimov, Cherepanov, Lyubimova, Roux, 1996) было показано, что в случае высокочастотных колебаний основным эффектом является сжатие осредненной формы капли в направлении вибраций.
Представим также обзор ряда теоретических работ, посвященных явлению возбуждения параметрической неустойчивости плоской поверхности раздела сред. Результаты некоторых из этих работ используются в третьей главе диссертационной работы. Впервые параметрическую неустойчивость плоской по- верхности раздела сред описал Фарадей (Faraday, 1831), наблюдавший появление ряби на свободной поверхности жидкой капли, помещенной на колеблющуюся в горизонтальной плоскости твердую плоскую поверхность.
Теоретическое исследование устойчивости плоской горизонтальной свободной поверхности невязкой несжимаемой жидкости в модулированном поле тяжести выполнили Бенжамин и Урсел (Benjamin, Ursell, 1954). Было показано, что уравнения, определяющие поведение системы, эквивалентны системе уравнений Матье. Учет малой вязкости жидкости производился на основе невязкого течения, то есть вышеупомянутым методом Ламба. Полученное дисперсионное соотношение приводило к результатам, согласующимся с экспериментами для маловязких жидкостей. Однако, как показано в работе Кумара и Тукерман (Kumar, Tuckerman, 1994), где на основе полных уравнений выполнен анализ Флоке устойчивости плоской горизонтальной поверхности раздела двух вязких несжимаемых жидкостей, метод Ламба в данном случае не применим, так как существенной становится вязкая диссипация в пограничных слоях, окружающих поверхность раздела, которую этот метод не учитывает. Нелинейную теорию возбуждения параметрической неустойчивости для случая малой вязкости жидкости рассмотрели Любимов и Черепанов (Любимов, Черепанов, 1984).
Во всех вышеупомянутых работах рассматривалась устойчивая в поле тяжести конфигурация жидкостей. Известно, что если градиент плотности среды противоположен по направлению градиенту давления, то в системе развивается неустойчивость Рэлея-Тейлора. Начиная с экспериментальной работы Вольфа (Wolf, 1961) известно явление стабилизации вибрациями неустойчивости Рэ-лея - Тейлора. Численное исследование было выполнено Тройоном и Грубером (Тгоуоп, Gruber, 1971); аналитическое исследование для случая маловязкой жидкости было выполнено Брискманом (Брискман, 1976).
Влияние произвольной вязкости на малые свободные капиллярные колебания плоской свободной горизонтальной поверхности вязкой несжимаемой жидкости рассмотрел в контексте задачи Коши Просперетти (Prosperetti, 1976). Им было получено интегро-дифференциальное уравнение, определяющее поведе- ниє системы. Аналогичное интегро-дифференциальное уравнение для случая модулированного поля тяжести было получено Черепановым (Черепанов, 1984), на основе которого он рассмотрел стабилизацию высокочастотными вибрациями неустойчивости Рэлея - Тейлора.
Как было показано во всех этих работах, модуляция поля тяжести сужает область неустойчивости, понижая критическую длину волны возмущений, что, совместно с ограничением на допустимую длину волны, может привести к стабилизации неустойчивости. Кроме того, для стабилизации неустойчивости Рэлея - Тейлора необходимо, чтобы вибрации не возбуждали параметрическую неустойчивость, порог возникновения которой определяется вязкостью жидкости.
Важным приложением гидродинамики многофазных систем является изучение процесса кипения. К процессу кипения проявляется давний и устойчивый интерес в связи с развитием космической техники, высокоэнергетической, в том числе ядерной индустрии. В технологических установках, работающих в критических условиях, практически всегда присутствуют всевозможные вибрации. Важным, поэтому, является знание того, какое влияние оказывают вибрации на процесс кипения. Кроме предотвращения нежелательных режимов кипения, это знание может быть полезным для управления процессом кипения, поддержания оптимального режима кипения.
Существуют два основных режима кипения: пузырьковое и пленочное кипение, см., например, (Несис, 1973). Пузырьковое кипение наблюдается при небольших тепловых потоках (участок АВ на рис.), непосредственно после режима однофазной конвекции (участок ОА на рис.), и характеризуется образованием пара в виде отдельных пузырей в центрах парообразования, которыми служат различные дефекты поверхности нагревателя. Отвод тепла осуществляется преимущественно путем конвекции и процесса теплопроводности в жидкости, которая имеет постоянный контакт с нагревающей поверхностью, теплоотдача при этом велика. По мере роста теплового потока пузырьковое кипение в режиме отдельных пузырей сменяется режимом паровых струй, а затем пленочным кипением (участок ED на рис.), при котором поверхность нагревателя по- крыта более или менее устойчивой пленкой пара, теплоизолирующие свойства которой значительно понижают теплоотдачу в жидкость. Пар высвобождается в виде пузырей, отделяющихся от межфазной поверхности жидкость-пар.
g « о м о
Температура нагревателя
Кривая процесса кипения: схематическая зависимость отводимого от нагревателя теплового потока от температуры поверхности нагревателя.
Если контролируемым параметром является тепловой поток (в реакторах, котлах), то переход от пузырькового к пленочному кипению (первый кризис кипения) (из точки В в точку С на рис.) и обратно (второй кризис кипения) (из точки Е в точку F на рис.) происходит критическим образом при определенных значениях теплового потока, причем тепловой поток первого кризиса кипения (точка В на рис.) существенно больше теплового потока второго кризиса (точка Е на рис.). Заметим, что, если контролируемым параметром является температура поверхности нагревателя (в теплообменниках), то кризисов кипения не наблюдается, и переход от режима пузырькового кипения к режиму пленочного кипения происходит через режим переходного кипения (участок BE на рис.), который имеет общие черты с обоими вышеупомянутыми режимами.
Явление кризисов кипения известно довольно давно. Первым, обнаружившим существование двух критических тепловых потоков в опытах по кипению воды при атмосферном давлении от нагреваемой электрическим током металлической проволоки, был Нукияма (Nukiyama, 1934). Им же была построена кривая процесса кипения "тепловой поток от нагревателя - перегрев поверхности нагревателя", и идентифицированы режимы пузырькового, переходного и пленочного кипения.
До конца 40-х годов шел процесс накопления экспериментальных данных (Jakob, Linke, 1935; Akin, McAdams, 1939; Braunlich, 1941; McAdams, 1942; Cichelli, Bonilla, 1945; Farber, Scorah, 1948; Казакова, 1949), первую попытку обобщенного анализа которых на основе теории размерности предпринял Кру-жилин (Кружилин, 1947). Им были получено следующее приближенное выражение для теплового потока первого кризиса кипения:
х0,50 Pvrp'S gS3(Pl-Pv) чО.бЗЗ «..-855^
I y I \ PiCta (здесь и далее, обозначения мои.-В.В.). Здесь р,, к,, с,, v, и х i~ плотность, теплопроводность, теплоемкость, кинематическая вязкость и температуропроводность жидкости, соответственно; р v - плотность ее пара; г — скрытая теплота парообразования; д - ускорение силы тяжести; а — коэффициент поверхностного натяжения на межфазной поверхности жидкость - пар; s = yja/{9{Pi~Pv)) и p' = rplPv/(Ts{pt-pv)).
Попытку найти зависимость первого критического теплового потока от параметров системы, путем обработки экспериментальных данных, предприняли также Розенов и Гриффит (Rohsenow, Griffith, 1955). Построив зависимость qCT I (гд р „) от (р, - р v) I р v они получили следующее соотношение: rgpv - = 0,0121м/сек ( о о Vм5 Pi' Pv (размерный множитель переведен мною в систему СИ. - В.В.). Обработке экспериментальных данных по первому критическому тепловому потоку посвящена и упоминаемая ниже работа Бонилы и Перри (Bonilla, Репу, 1941).
Кризисы кипения - сложное, комплексное физическое явление, в которое вовлечены различные физические механизмы. Не удивительно поэтому, что существует множество самых разных теорий, пытающихся объяснить данное явление. Они могут быть подразделены на теории гидродинамического типа, в которых считается, что кризисы кипения являются чисто гидродинамическими явлениями, и теории термодинамического типа. Кроме того, подразделение существующих теорий может быть проведено по тому, где, как считается, начинает развиваться кризис: либо в жидком микро-слое вблизи поверхности нагревателя, либо на внешней пузырьковой границе. Каждая теория имеет свою область применимости. Так гидродинамическая теория дает удовлетворительные результаты по кипению неметаллических жидкостей в условиях земной гравитации и нормальном атмосферном давлении, но существенно завышает тепловой поток первого кризиса кипения при малой гравитации. Обзор существующих в настоящее время теорий процесса кризисов кипения можно найти, например, в монографиях (Несис, 1973; Кутателадзе, 1979). В настоящей диссертационной работе используются только предположения гидродинамической теории.
Успехи теории кризисов кипения во многом связаны с так называемым гидродинамическим подходом, который начал развивать Кутателадзе (Кутателадзе, 1948; 1950; 1951). Основой данного подхода служит предположение о том, что оба кризиса кипения представляют собой чисто гидродинамическое явление нарушения устойчивости двухфазного потока, существующего при парообразовании вблизи поверхности нагрева, и характеризуются определенными критическими значениями скорости парообразования. Рассмотрев уравнение Эйлера, описывающее движение жидкости и пара без учета вязкости, и уравнение переноса тепла, а также приняв допущения: о малости скорости жидкости вблизи поверхности нагрева вследствие торможения, создаваемого последней, по сравнению со скоростью пара и о равновероятности наступления кризиса во всех точках поверхности нагревателя — Кутателадзе, при помощи теории размерности, получил следующий критерий:
К = .qT г 9л] Pv Ца 9(Pv-Pi) Из данных экспериментальной работы (Горонин, Кутателадзе, 1977) по кипению этанола на стальных пластинках, критерий Кутателадзе для первого кризиса кипения: К - 0,145 ± 15%, и результат не зависит от размера нагревателя, когда он более чем в два раза превышает гравитационно-капиллярную
Длину ^al(g(pt-pv)).
Представление о том, что первый кризис кипения наступает из-за отжима (оттеснения) жидкости от поверхности нагревателя образующимся потоком пара, впервые было обосновано Кружилиным (Кружилин, 1949). В 1966 году был проведен знаменитый "барботажный" эксперимент (Кутателадзе, Маленков, 1966), подтвердивший действенность механизма "оттеснения" при переходе к пленочному режиму кипения.
Отметим, что, как указывается в работе (Кружилин, Лыков, 2000), впервые подобный критерий, полученный из обработки экспериментальных данных, опубликовали Бонила и Перри (Bonilla, Perry, 1941). Такой же критерий из анализа размерностей для отличной от предложенной Кутателадзе модели получил Стерман (Sterman, 1953). Новые замечания относительно вывода критерия Кутателадзе при помощи теории размерности содержатся в работе (Кружилин, Лыков, 2000).
Боришанский (Боришанский, 1956) обобщил анализ Кутателадзе, учтя влияние вязкости, что дало дополнительный критерий:
Согласно данным Боришанского, критерии связаны формулой
К = 0,13 + 4 N~-\ и эффект вязкости оказывается слаб.
Как показали Зубер и Трайбус (Zuber, 1958; Zuber, Tribus, 1958; Zuber, . 1959), механизм кризисов кипения тесно связан с неустойчивостью Рэлея- Тейлора и неустойчивостью Кельвина — Гельмгольца межфазной поверхности жидкость - пар. Неустойчивость Рэлея — Тейлора наблюдается, когда градиент плотности среды противоположен по направлению градиенту давления. Впервые на существование этой неустойчивости указал лорд Рэлей (Rayleigh, 1883) для стратифицированной жидкости в гравитационном поле. Тейлор (Taylor, 1950) показал, что неустойчивость существует всегда, когда вектор ускорения гравитационного поля направлен в сторону менее плотной среды. Им была рассмотрена линейная теория устойчивости плоской поверхности раздела двух несжимаемых жидкостей в гравитационном поле, получено уравнение управляющее линейной стадией роста неустойчивых возмущений, рассмотрен эффект конечности толщины слоев жидкостей.
Беллман и Пеннингтон (Bellman, Pennington, 1954) рассмотрели эффект поверхностного натяжения на плоской свободной поверхности несжимаемой v жидкости, и показали, что оно стабилизирует коротковолновые возмущения, » приводя к тому, что все возмущения с длиной волны меньшей критической V 9(Pi-Pv) - устойчивы. Было показано, что скорость роста максимальна для возмущений с длиной волны
Вязкость жидкости не изменяет критическую длину волны, а ведет к уменьшению скорости роста возмущений.
В вышеупомянутых работах рассматривалась линейная стадия развития неустойчивости Рэлея - Тейлора для плоских нормальных возмущений, когда рост возмущений происходит по экспоненциальному закону. Как показал Льюис в своей экспериментальной работе (Lewis, 1950), линейная стадия продолжается, пока амплитуда возмущений поверхности раздела не превысит 0,4Я, где Я -длина волны возмущения. Олред и Блаунт в своих экспериментах (Allred, Blount 1954) подтвердили, что линейная теория для плоских возмущений адекватно описывает трехмерные эффекты и применима к ним, пока амплитуда возмущений поверхности раздела не превысит 0,4Я. Достаточно полный обзор работ по неустойчивости Рэлея - Тейлора дан Шарпом (Sharp, 1984).
Как первым обратил внимание Зубер (Zuber, 1960), существуют два режима пузырькового кипения: режим одиночных пузырей и режим паровых струй. Режим одиночных пузырей возникает сразу же после режима однофазной конвекции. Пузыри пара образуются в центрах парообразования поверхности нагревателя, растут и отделяются от поверхности нагревателя практически независимо друг от друга. Затем, по мере роста теплового потока и температуры поверхности нагревателя, количество образующихся пузырей пара и скорость их роста увеличивается, и пузыри начинаю взаимодействовать друг с другом, что приводит в конечном итоге к объединению пузырей в паровые струи. Первый кризис кипения, то есть переход к пленочному кипению, Зубер связал с неустойчивостью Кельвина - Гельмгольца струй пара (Zuber, 1959). Первый критический тепловой поток, согласно Зуберу, определяется количеством пара, которое может удаляться через паровые струи до достижения максимальной скорости истечения, при которой струи становятся наиболее неустойчивыми. Зубер не дал ясных обоснований того, чем определяется диаметр струи, либо критической длиной волны, либо длиной волны наиболее опасных возмущений. Последующие работы Линарда с коллегами (Lienhard, Wong, 1964; Lienhard, Sun, 1970) показали, что диаметр струй определяется длиной волны наиболее опасных возмущений.
Второй кризис кипения, то есть разрушение пленки пара и переход к пузырьковому кипению, как предположил Зубер (Zuber, 1958), происходит, когда количество образующегося пара становится недостаточным, чтобы противостоять разрушению межфазной поверхности в результате развития неустойчивости Рэлея - Тейлора и отделения пузырей. Длину волны возмущений, разрушающих пленку пара в точке кризиса, он считал равной критической длине волны, для гравитационно-капиллярных волн, а частоту отрыва пузырей - частоте капиллярных волн с критической длиной волны, рассчитанной без учета эффекта гравитации (Zuber, 1958).
Беренсон (Berenson, 1960; 1961) предложил иную, по-видимому, более адекватную действительности модель, предположив, что пленку пара разрушают наиболее опасные возмущения и, что размер отделяющихся пузырьков и частота их отрыва вблизи точки кризиса определяются длиной волны и инкрементом наиболее опасных возмущений. Им же, на основе метода работ Бромлея (Bromley, 1948; 1950), были оценены скорость пара и толщина слоя пара в точке кризиса и их влияние на второй критический тепловой поток, которое было найдено малым.
Линард с коллегами рассмотрели влияние геометрии нагревателя (Lienhard, Schrock, 1963; Lienhard, Wong, 1964; Lienhard, Watanable, 1966; Lienhard, 1968; Lienhard, Sun, 1970; Sun, Lienhard, 1970; Lienhard, Dhir, 1973), давления (Lienhard, Schrock, 1963; Lienhard, Watanable, 1966), уравнения состояния (Lienhard, Schrock, 1963), гравитации (Lienhard, 1968; Lienhard, Sun, 1970) и конвекции (Lienhard, Keelling, 1970) на первый (Lienhard, Schrock, 1963; Lienhard, Watanable, 1966; Lienhard, 1968; Lienhard, Keelling, 1970; Sun, Lienhard, 1970; Lienhard, Dhir, 1973) и второй (Lienhard, Schrock, 1963; Lienhard, Wong, 1964; Lienhard, Watanable, 1966; Lienhard, 1968; Lienhard, Sun, 1970) критические тепловые потоки. В работе (Serhas, Lienhard, Dhir, 1973) изучена конфигурация расположения паровых струй вблизи точки первого кризиса кипения и пузырей вблизи точки второго кризиса кипения.
Влияние электрического поля на второй кризис кипения рассматривалось и в работах ученых Пермской гидродинамической школы (Брискман, Саранин, 1982; Саранин, 1999).
Остановимся теперь на кратком содержании диссертации. В первой главе исследуется влияние различных факторов на малые свободные капиллярные колебания жидких капель. В задаче о сферической капле, окруженной неконцентрическим сферическим слоем другой жидкости, рассмотренной в параграфе 1, исследуется влияние слабого отклонения геометрии системы от идеальной. Идеальность геометрии желательна для упрощения обработки результатов измерений, однако, из-за начальных условий этого часто бывает трудно добиться. Влияние неконцентричности рассматриваемой системы на спектр собственных частот ее свободных колебаний ранее никем исследовалось. В параграфе 1 это влияние исследовано при помощи методов теории возмущений для случая малой неконцентричности; найдено выражение для поправок к собственным частотам.
В задаче о сферической капле с абсорбированным в поверхностном слое жидкости ПАВ, рассмотренной в параграфе 2, учитывается влияние свойств поверхности жидкости. Хотя подобные исследования и проводились ранее, в них поверхностная вязкость считалась малой величиной по сравнению с капиллярными силами. В параграфе 2 рассмотрен случай поверхностной вязкости, сравнимой по величине с капиллярными силами, что обычно соответствует значительной концентрации ПАВ в поверхностном слое жидкости.
Во второй главе диссертации продолжено исследование поведения сферической капли, взвешенной в колеблющейся жидкости другой плотности. В параграфе 1 изучено новое, ранее, применительно к исследуемой системе, никем не описанное, явление нелинейного резонанса вынужденных колебаний системы. В параграфе 2 проводится строгий учет влияния малой вязкости жидкостей на параметрическую неустойчивость вынужденных колебаний системы. Феноменологический учет вязкости в данной задаче, где рассматриваются жидкости сравнимой плотности и вязкости, плох тем, что не учитывает взаимодействие мод свободных колебаний посредством трансляционной моды вынужденных колебаний в пограничном слое, интенсивность течения в котором сравнима с интенсивностью течения в ядре.
В третьей главе диссертации, в рамках гидродинамической теории кризисов кипения, рассматривается задача о влиянии нормальных вибраций плоского горизонтального нагревателя на переход от пленочного к пузырьковому режиму кипения (второго кризиса кипения). В технологических процессах режим пленочного кипения является обычно нежелательным, вследствие его низкой теплоотдачи, поэтому важно изучить влияние различных факторов, которые способствуют или препятствуют его возникновению, в том числе вибрационное воздействие, которое может ощутимо влиять на поведение неоднородных сред, стабилизируя или дестабилизируя гидродинамические режимы. В параграфе 1 методами теории размерности получены критериальные соотношения, определяющие влияние поступательных вибраций на кризисы кипения. В параграфе 2 предложена оценка зависимости теплового потока второго кризиса насыщенного кипения от интенсивности нормальных вибраций плоского горизонтального нагревателя.
Автором представляются к защите:
Данные о влиянии малой неконцентричности на малые свободные капиллярные колебания системы, имеющей в равновесии вид сферической капли, окруженной неконцентрическим сферическим слоем другой жидкости.
Данные о влиянии абсорбированного в поверхностном слое жидкости ПАВ на малые свободные капиллярные колебания сферической капли.
Данные о резонансных явлениях в сферической капле, взвешенной в колеблющейся жидкости другой плотности.
Данные о влиянии вибраций на переход от пленочного к пузырьковому режиму кипения (второй кризис кипения).
Материалы диссертации изложены в статьях: (Алабужев, Коновалов, Любимов, 1998; Коновалов, Любимов, 1999; Коновалов, Любимова, 2002; Коновалов, Любимова, 2002; Коновалов, Любимов, Любимова, 2002; Konovalov, 2003) и тезисах докладов (Коновалов, Любимов, Пермь, 1999; Коновалов, Любимова, Пермь, 2002; Коновалов, Любимова, Пермь, 2003; Konovalov, Perm, 2003; Коновалов, Пермь, 2003).
Результаты работы докладывались на XII Зимней школе по механике сплошных сред (Пермь, 1999), XVI сессии Международной школы по моделям механики сплошной среды (Казань, 2002), конференции НОЦ "Неравновесные переходы в сплошных средах" (Пермь, 2002), XIII Зимней школе по механике сплошных сред (Пермь, 2003), а также на Пермском городском гидродинамическом семинаре имени Г.З. Гершуни и Е.М. Жуховицкого.
Случай сферической капли с абсорбированным в поверхностном слое жидкости поверхностно-активным веществом
Предел слабой динамической связи поверхностей раздела сред Общим свойством задач о малых колебаниях систем с поверхностями раздела сред является расщепление собственных решений и соответствующих им значений собственных частот по числу поверхностей раздела сред, см., например, (Мышкис, 1976). В рассматриваемой нами задаче имеются одна поверхность раздела жидкостей и одна свободная поверхность жидкости и каждому значению меридионального числа соответствуют два собственных решения с различными собственными частотами. Второе свойство подобных задач — движение жидкостей при колебаниях происходит вблизи поверхностей раздела сред (Мышкис, 1976). Поэтому, когда расстояние между поверхностями раздела сред велико по сравнению с толщиной слоев движения жидкостей, тогда динамические связи между поверхностями раздела сред теряются, и мы получаем набор собственных решений, каждое из которых соответствует колебаниям вблизи лишь одной поверхности раздела сред.
В рассматриваемой нами задаче о вызванной неконцентричностью системы поправке к собственной частоте решения, главная часть которого есть мода с меридиональным числом г и азимутальным числом s, данный предел имеет место при a 2r+1 -» 0. Заметим, что величина а 2г+1 мала уже при не слишком малых значениях а. Так, например, при а = 0,5 и г = 2: величина а 2г+1 = 0,03125 «1. Из (1.1.30) получаются две асимптоты для главной части собственной частоты (см. рис. 1.3): (числитель в правой части (1.1.30) обращается в нуль), что соответствует собственным частотам свободных колебаний жидкой капли без внутреннего включения, и (знаменатель в левой части (1.1.30) обращается в нуль), что соответствует собственным частотам свободных колебаний капли, окруженной неограниченным объемом другой жидкости. собственной частоты решения, пг главная часть которого есть мода с меридиональным числом г = 2, от отношения внутреннего и внешнего радиусов сферического слоя a = R і / R 0 .
Значения параметров системы: Pol Pi =0,5, at/(ptRl) = 2,0 ao/{poRl) = l,0. 1 - для собственного решения, в пределе толстого внешнего слоя жидкости переходящего в колебания жидкости преимущественно вблизи свободной поверхности внешней жидкости; 2 - для собственного решения, в пределе толстого внешнего слоя жидкости переходящего в колебания жидкости преимущественно вблизи внутренней поверхности раздела жидкостей.
В пределе слабой динамической связи поверхностей раздела сред некон центричность системы не должна влиять на собственные частоты, а, следова тельно, поправка вызванная неконцентричностью должна стремиться к нулю. Действительно, как видно из (1.1.18) и (1.1.30), когда a 2r+1 - О и главная часть собственной частоты неконцентрической системы дается асимптотой (1.1.38): и правая часть выражения для поправки (1.1.33) стремится к нулю (рис. 1.4).
Рис. 1.4. Зависимость отношения поправки Q» и главной части —тпгтЧ -Qj собственной частоты решения, главная часть которого есть мода с меридиональным числом г = 2 и азимутальным числом: l-s = 0, 2 s = l, 3= 2; от отношения внутреннего и внешнего радиусов сферического слоя а = R { / R 0 .
Значения параметров системы: Р о / Р І = »5» а І / (р І Rf ) = 2,0 и а о / \Р о Rl)-1 Q b - параметр неконцентричности системы.
Для собственного решения, в пределе толстого внешнего слоя жидкости переходящего в колебания жидкости преимущественно вблизи свободной поверхности внешней жидкости.
Когда а г+1 - О и главная часть собственной частоты неконцентрической системы дается асимптотой (1.1.39): и правая часть (1.1.33) также стремится к нулю (рис. 1.5). В обоих случаях величина поправки имеет 2 г +1 - й порядок по а. Значительного упрощения выражений для поправки получить не удается.
Вблизи точки вырождения главной части собственной частоты по двум соседним меридиональным числам главной моды собственного решения поправка дается выражением (1.1.34) или (1.1.36). Видно, что, когда а 2г+1 -» О и главная часть собственной частоты неконцентрической системы дается асимптотой (1.1.39), поправка стремится к нулю. Случай, когда a 2r+l -» 0 и главная часть собственной частоты неконцентрической системы дается асимптотой (1.1.38) -сложнее. Когда вырождение происходит по меридиональным числам г и г +1,
О и поправка даваемая (1.1.34) стремится к нулю. Однако когда вырождение происходит по меридиональным числам г и г -1, поправка даваемая (1.1.36) не стремится к нулю, что, по-видимому, является недостатком метода. собственной частоты реше ния, главная часть которого есть мода с меридиональным числом г = 2 и азимутальным числом: l-s = 0, 2-s = l, 3= 2; -4 от отношения внутреннего и внешнего радиусов сферического слоя a = R ,. / R 0 . параметр неконцентричности системы. Для собственного решения, в пределе толстого внешнего слоя жидкости переходящего в колебания жидкости преимущественно вблизи внутренней поверхности раздела жидкостей.
Заключение В настоящем параграфе получена оценка влияния малой неконцентричности на малые свободные капиллярные колебания сферической капли, окруженной неконцентрическим сферическим слоем другой жидкости. Поправка к соб 43 ственным частотам, вызванная неконцентричностью системы, имеет, в общем случае, второй порядок малости по величине неконцентричности.
Как можно было ожидать, в отличие от главной части собственной частоты, поправка зависит от абсолютного значения азимутального числа главной моды собственного решения. При некоторых параметрах системы возможно вырождение главной части собственной частоты по двум соседним меридиональным числам главной моды собственного решения.
Вблизи точки вырождения главной части собственной частоты по двум соседним меридиональным числам главной моды собственного решения, неконцентричность приводит к тому, что при каждом абсолютном значении азимутального числа существуют два различных значения поправки к собственной частоте. Каждому из двух значений поправки соответствует свое собственное решение. Главные части этих решений состоят из двух мод с соседними меридиональными числами, по которым происходит вырождение. Показано, что, в пределе слабой динамической связи поверхностей раздела сред, неконцентричность системы не влияет на собственные частоты ее свободных колебаний.
. Влияние малой вязкости жидкостей на параметрическую неустойчивость вынужденных колебаний капли
Зависящая от времени часть решения (11.1.52)-(11.1.54) имеет резонансный характер: амплитуда квадрупольной моды вынужденных колебаний неограниченно нарастает при приближении частоты вибраций к своему резонансному значению. Резонансная частота вибраций оказывается равной половине собственной частоты квадрупольной моды свободных колебаний, являющейся наименьшей собственной частотой свободных колебаний, что соответствует в выбранных единицах измерения значению Q 2 = 2. В этом смысле найденный резонанс является нелинейным, см., например, (Ландау, 1988). Отметим, что обнаруженный резонанс есть резонанс в вынужденных колебаниях, в отличии от найденного в работе (Lyubimov, Lyubimova, Cherepanov, Meradji, Roux, 1997) параметрического резонанса, возникновение которого связано с их неустойчивостью.
Естественно, что неограниченное нарастание амплитуды квадрупольной моды вынужденных колебаний связано с принятым приближением малой вязкости жидкости. Судьба капли в условиях близких к резонансу, с учетом существенной диссипации (ограничение амплитуды колебаний или разрушение капли) должна определяться соотношением между интенсивностью вибраций и диссипацией и требует численных расчетов.
Заметим, что деформация осредненной формы капли и нелинейный резонанс вынужденных колебаний обнаруживаются не только для капли имеющей в равновесии сферическую форму, но и для цилиндрической капли (Алабужев, Коновалов, Любимов, 1998).
Влияние малой вязкости жидкостей на параметрическую неустойчивость вынужденных колебаний капли
Условия параметрического резонанса Как показано в работе (Lyubimov, Lyubimova, Cherepanov, Meradji, Roux, 1997), необходимым условием наступления параметрического резонанса явля 70 ется выполнение для двух соседних мод свободных колебаний: fc-йи /с + 1-й, одного из условий синхронизма: обезразмеренные по частоте вибраций собственные частоты свободных колебаний системы. Главная резонансная частота вибраций в отсутствии вязкости и соответствующее значение We находится из требования точного выполнения одного из условий синхронизма.
Во-первых, рассмотрим условие синхронизма (И. 1.55). В работе (Lyubi-mov, Lyubimova, Cherepanov, Meradji, Roux, 1997), при рассмотрении задачи в невязкой постановке, сделано заключение о том, что, при выполнении условий синхронизма (И. 1.56), параметрический резонанс не наблюдается при любой амплитуде вибраций. Вязкость жидкостей, как будет показано далее, ощутимо влияет на условия возникновения параметрического резонанса, поэтому условие (II. 1.56) не исключается из рассмотрения и будет исследовано ниже.
Свободные колебания рассматриваются во втором порядке по є. Фактически, задача линеаризуется по ним, поэтому, строго говоря, порядок решения для свободных колебаний может быть выбран достаточно произвольно. Фиксация порядка, проведенная ниже, скорее, для удобства обозначений, не ограничивает общность получаемых ниже результатов.
Из уравнения (П. 1.42) и граничных условий (11.1.46)-(11.1.48), (II. 1.51) находится решение для к - й резонансной моды свободных колебаний в ядре течения в объеме внешней жидкости и в жидкой капле ф(2)=іОАс exp(I-Qfcto)rfc рк(cos3) + к.с. (И.1.59) Возмущение поверхности раздела жидкостей —
Аналогичное решение находится для к +1 - резонансной моды свободных колебаний. Амплитуды С к и С к+1 не зависят от "времени" t 0, но могут зависеть от более медленных "времен". Из (И. 1.43) видим, что п 3 не зависит от "быстрой" радиальной координаты (для мод свободных колебаний), а, следовательно, его следует положить равным нулю.
Из уравнения (II. 1.44), найденного решения (11.1.58)-(11.1.59), аналогичного решения для к +1 - и резонансной моды свободных колебаний и граничных условий (11.1.49)-(11.1.50) находится решение для к -й резонансной моды свободных колебаний в пограничном слое в объеме внешней жидкости
Анализ влияния поступательных вибраций на кризисы кипения с точки зрения теории размерности
Многими авторами, см., например, (Несис, 1973), отмечается гидродинамическая природа кризисов кипения, связанная с устойчивостью структуры двухфазного потока вблизи поверхности нагрева, и подтверждаемая экспериментами по кипению неметаллических жидкостей в нормальных условиях. Широко используется критерий подобия Кутателадзе для кипения большого объема жидкости на плоской поверхности горизонтального нагревателя в условиях свободной конвекции, впервые введенный им в работе (Кутателадзе, 1951). Данный критерий выводится исходя из соображений теории размерности, в предположении, что существует критическая скорость пара, характеризующая кризис кипения. В диссертационной работе автор в целом руководствуется выводом, представленным в учебном пособии (Теория тепломассообмена, 1997) Б.М. Мироновым, и критическим замечаниям о нем в работе (Кружилин, Лыков, 2000), как не использующим какие-либо спорные предположения о структуре и свойствах двухфазного потока вблизи поверхности нагрева. В пособии (Теория тепломассообмена, 1997) говорится: "Предположим, что критическая скорость пара, характеризующая кризис кипения, зависит от соотношения между подъемными силами, силами поверхностного натяжения и силами инерции потока пара. Тогда (Обозначения мои. - В.В.). Здесь U v ст - критическая скорость пара, р, плотность жидкости, р v - плотность ее пара, д - ускорение силы тяжести, а коэффициент поверхностного натяжения на межфазной поверхности жидкость - пар.
Как отмечается в работе (Кружилин, Лыков, 2000), уравнению (III. 1.1), согласно п - теореме, соответствуют два критерия подобия, один из которых определяется отношением плотностей жидкости и ее пара, например, а другой что исправляет неточность, допущенную в пособии (Теория тепломассообмена, 1997), где говорится лишь об одном критерии подобия (III. 1.2).
Критическую скорость пара U v а находят из критического теплового потока дст, решая задачу о теплопереносе, которая является наиболее простой для случая насыщенного кипения, когда объем жидкости однородно прогрет до температуры насыщения и все тепло, отданное нагревателем, идет на фазовый переход. Тогда где г - скрытая теплота парообразования, и данному уравнению соответствует третий критерий подобия Произведение критериев К J и К 2 есть критерий подобия Кутателадзе: Очевидно, что К - К(р), и отметим также, что р есть малая величина.
В работе (Кружилин, Лыков, 2000) утверждается, что число определяющих физических величин можно уменьшить, если вспомнить, что на процесс взаимодействия между жидкостью и ее паром величины U v и р v влияют совместно, в виде произведения р v UI, то есть потока количества движения пара (Лойцянский, 1950). Уравнение (III. 1.1) переписывается в виде РииЛ=/[9 (Р і-P ) ] (IIU-4 и тогда, в соответствие с к - теоремой, кризис определяется единственным критерием подобия (III. 1.3).
Заметим, что тогда как уравнение (III. 1.1) является наиболее общим, включающим в себя, наряду с подъемной силой, силой поверхностного натяжения и силой инерции потока пара, также силу инерции потока жидкости, в уравнении (III. 1.4) силой инерции потока жидкости пренебрегается, что, по-видимому, восходит от предположения Кутателадзе (Кутателадзе, 1951) о малости скорости жидкости вблизи поверхности нагрева по сравнению со средней скоростью пара, что возможно лишь при существенном различии в плотностях жидкости и пара, то есть, фактически, К = К (/и - 0) = const.
Режим, предшествующий переходу от пузырькового кипения к пленочному, представляют в виде струй быстро устремляющегося вверх от поверхности нагрева пара, проникающих сквозь толщу относительно медленно подтекающей вниз жидкости (Zuber, 1959). Первый кризис кипения традиционно связывают с неустойчивостью Кельвина — Гельмгольца струй, что соответствует некоторой критической скорости пара (Zuber, 1959). Значения критерия подобия К для первого кризиса кипения, согласно опытным данным (Горанин, Кутателадзе, 1977), лежат в пределах 0,145 ± 15 %.
В то же время при втором кризисе кипения, при обратном переходе от пленочного кипения к пузырьковому кипению, когда выделение пара происходит в виде пузырей, отделяющихся от межфазной поверхности жидкость - пар вследствие неустойчивости Рэлея - Тейлора тяжелой жидкости над легким паром, очевидно, нельзя говорить о ведущем характере влияния динамики пара на динамику жидкости
Влияние нормальных вибраций плоского горизонтального нагревателя на второй кризис насыщенного кипения
В диссертации рассмотрен ряд задач о влиянии вибраций на поведение многофазных систем, содержащих пузыри или капли. Кроме того, так как изучение малых свободных колебаний таких систем является начальным этапом изучения их поведения под действием вибраций, рассмотрен ряд задач о свободных колебаниях.
Сформулируем основные результаты работы:
I. Данные о влиянии малой неконцентричности на малые свободные капиллярные колебания системы, имеющей в равновесии вид сферической капли, окруженной неконцентрическим сферическим слоем другой жидкости.
1. Получено выражение, определяющее поправки к собственным частотам свободных колебаний системы, которое может быть использовано для уточнения результатов измерений коэффициента поверхностного натяжения жидкостей методом левитирующей капли. Найдено, что поправка имеет второй порядок малости по параметру неконцентричности.
2. Исследован частный случай — система, у которой главная часть собственной частоты (собственная частота концентрической системы) вырождена по двум соседним меридиональным числам главной моды собственного решения. Найдено, что поправка имеет первый порядок малости по параметру неконцентричности. Найдены параметры системы, при которых данный случай реализуется.
3. Исследован предел толстого внешнего слоя. Найдено, что в пределе толстого внешнего слоя неконцентричность системы не влияет на собственные частоты.
4. Качественно описано как неконцентричность влияет на спектр собственных частот системы.
II. Данные о влиянии абсорбированного в поверхностном слое жидкости ПАВ на малые свободные капиллярные колебания сферической капли.
1. Получено дисперсионное соотношение, связывающее собственные частоты свободных колебаний капли, с номером моды и параметрами системы.
2. Рассмотрен часто встречающийся на практике предел малой объемной вязкости жидкости. Получены поправки к собственным частотам, вызванные малыми объемной и поверхностной вязкостями. Малая сдвиговая поверхностная вязкость увеличивает инкремент затухания, не влияя на частоту свободных колебаний. Малая дилатационная поверхностная вязкость слабо влияет на собственные частоты.
3. Рассмотрен совместный предел малой объемной и конечной поверхностной вязкости. Показано, что конечная поверхностная вязкость, совместно с механизмом влияния абсорбции на поверхностное натяжение, может приводить к существенному затуханию свободных колебаний капли. Выявлены области в пространстве параметров системы, для которых существуют либо три апериодические затухающие моды, либо одна апериодическая и одна колебательная затухающие моды.
III. Данные о резонансных явлениях в сферической капле, взвешенной в колеб лющейся жидкости другой плотности.
1. Обнаружен нелинейный резонанс вынужденных колебаний капли на частоте вибраций, равной половине собственной частоты квадрупольной моды свободных колебаний системы.
2. Выявлены особенности параметрической неустойчивости вынужденных колебаний такой системы, с главной резонансной частотой, равной сумме двух соседних собственных частот свободных колебаний, связанные со строгим учетом влияния малой вязкости жидкостей. В пространстве параметров "отношение плотностей жидкостей - отношение кинематических вязкостей" обнаружена область, где параметрический резонанс данного вида запрещен (антирезонанс). Обнаружена параметрическая неустойчивость вынужденных колебаний системы с главной резонансной частотой, равной разности двух соседних собственных частот свободных колебаний.
IV. Данные о влиянии вибраций на переход от пленочного к пузырьковому режиму кипения (второй кризис кипения).
1. Методами теории размерности получены критериальные соотношения, определяющие влияние поступательных вибраций на кризисы кипения.
2. Описана зависимость теплового потока второго кризиса насыщенного кипения от интенсивности нормальных вибраций плоского горизонтального нагревателя. Рассматривались вибрации высоких, низких и конечных частот.
