Содержание к диссертации
Введение
2. Аналитический обзор 11
2.1. Перегретое состояние жидкости. Область существования перегретой жидкости 11
2.2. Условия равновесия и работа образования пузырька пара в жидкости 13
2.3. Кинетика гомогенной нуклеации. Ударный режим вскипания 15
2.4. Критическая точка. Термодинамическое подобие 18
2.5. Расходы 21
2.6. Реактивная сила 31
2.7. Формы струй вскипающей жидкости 39
2.8. Основные представления о фликкер-шуме. Примеры экспериментальных реализаций флуктуации в кипящих системах 46
3. Экспериментальная установка по изучению интегральных и локальных характеристик свободной струи вскипающей жидкости при истечении в атмосферу 55
3.1. Методика проведения эксперимента 60
3.2. Градуировка датчика реактивной силы 62
3.3. Исследования флуктуации 62
3.4 Погрешность результатов измерений 63
4. Экспериментальное изучение реактивной отдачи струи вскипающей жидкости в неравновесном режиме истечения 66
5. Экспериментальное изучение форм струи вскипающей жидкости 78
5.1. Формы струй вскипающей воды 78
5.1.1. Результаты и обсуждение 82
5.2. Опытысхладоном-11 ии-пентаном 91
6. Флуктуации в струе вскипающей жидкости при высоких перегревах 96
7. Основные результаты и выводы 102
8. Литература 104
- Условия равновесия и работа образования пузырька пара в жидкости
- Основные представления о фликкер-шуме. Примеры экспериментальных реализаций флуктуации в кипящих системах
- Погрешность результатов измерений
- Формы струй вскипающей воды
Введение к работе
В энергетике и химических производствах часто приходится иметь дело с большими массами жидкости, в которых накоплена значительная избыточная энергия (энтальпия). Аварийное разуплотнение емкостей с такими жидкостями может вызвать взрывообразное парообразование и, как следствие, преобразование энтальпии в разрушительную механическую энергию.
При проектировании систем локализации такой аварии, оценке воздействия вытекающей среды на элементы конструкции необходимы знания о процессе выброса вскипающей жидкости.
При разуплотнении емкости, содержащей высокоэнтальпийный жидкий теплоноситель, выброс происходит в сильноградиентных ПОЛЯХ давления и температуры с большими скоростями и сопровождается фазовым переходом жидкость-пар в потоке. Соотношение между массами жидкости и пара в потоке меняется в широких пределах. Сложность теоретического описания такой системы обусловлена в первую очередь массообменом между сосуществующими фазами и степенью метастабильности (глубины захода в область перегретых состояний) жидкости в начальной стадии фазового перехода жидкость-пар.
В реальных ситуациях поведение двухфазной парожидкостной системы, как правило, не укладывается в рамки классической равновесной термодинамики. Парообразование в потоке происходит с отклонением среды от фазового равновесия, начальная стадия накопления пара в потоке сопровождается заходом жидкости в область метастабильных (перегретых) состояний.
Термодинамическая неравновесность вскипающих потоков обусловлена ограниченностью числа центров парообразования и конечностью скорости роста паровой фазы. Таким образом, вопрос массообмена предполагает рассмотрение двух взаимосвязанных вопросов: физики метастабильного состояния и кинетики образования центров парообразования. Плотность числа центров кипения, задающая скорость генерации паровой фазы, является величиной плохо поддающейся учету, она существенно нерегулярна и сильно зависит от давления и температуры. Поэтому полезно исследовать предельные случаи двухфазных течений: близкие к термодинамически равновесным и предельно неравновесные, для последних разработана и прошла достаточно полную проверку теория гомогенной нуклеации [1] для квазистационарных условий. Примером последнего является истечение жидкости из сосуда высокого давления в атмосферу через короткий канал.
Пионерские результаты экспериментального изучения существенно неравновесного адиабатного стационарного потока н-пентана и я-гексана через канал і=0,5мм опубликованы в работе [2]. При температуре Т(/Тс 0.9 обнаружено резкое снижение расхода жидкости. Установлено, что температура и эффективное давление в насадке (найденное по экспериментальным расходам), определяющее расход, соответствуют области взрывного вскипания жидкости. В работах [3,4] получены аналогичные результаты в опытах с водой для каналов диаметром несколько миллиметров.
Наряду с поведением расходов вскипающей жидкости теоретический и практический интерес представляют реактивная отдача струи, эволюция форм струи в зависимости от степени перегрева и условий вскипания, а также установление взаимосвязи между этими характеристиками.
Последующие исследования показали, что поведение свободной струи за пределами канала имеет особенности. В работах [5,6] предпринято исследование форм свободной струи вскипающей жидкости в зависимости от перегрева и обнаружен эффект полного развала струи при температуре То/Т 0.9, т.е. струя растекается по внешним стенкам конструкции.
Измерения реактивной тяги [7] показали наличие аномального отрицательного значения при тех же температурах.
Использование предельных и критических тепловых нагрузок в элементах энергетического оборудования требует исследования не только средних значений теплофизических параметров процессов, но и хаотических флуктуационных отклонений от средних значений этих параметров.
Существуют флуктуационные процессы, в которых возможны крупномасштабные выбросы, сравнимые со средними значениями параметров процесса. Для таких процессов спектральная мощность колебаний имеет обратно пропорциональную зависимость от частоты f (фликкер-шум). В [8] впервые обнаружены интенсивные тепловые флуктуации при смене режимов кипения жидкого азота на тепловом домене высокотемпературного сверхпроводника. Спектр мощности этих флуктуации изменялся обратно пропорционально частоте. Авторы предложили модель, согласно которой фликкер-шум в системе генерируется в результате взаимодействия неравновесных фазовых переходов в присутствии белого шума. В системах, с изменением спектральной мощности по закону І/f, отсутствует характерный временной масштаб и в результате эволюции система оказывается в состоянии самоорганизованной критичности [9]. Проблема фликкер-шума имеет фундаментальное значение, поэтому актуален поиск новых систем, в которых возможны флуктуации с l/f-шумом и построение новых моделей этого явления.
Цель работы.
Изучение влияния взрывного вскипания на реактивную отдачу и форму струи жидкости в термодинамически сильно неравновесном режиме истечения вскипающей жидкости.
Изучение спектральных характеристик флуктуационных процессов в струе сильно перегретой жидкости для выяснения возможностей возникновения фликкерных флуктуации.
Научная новизна.
Экспериментально показана возможность полного развала струи перегретой жидкости в условиях взрывного вскипания для хладона - 11 и воды.
Определены геометрические условия, необходимые для полного развала струи, при взрывном вскипании в опытах по истечению перегретого хладона - 11 и воды через короткий канал в атмосферу.
Установлена связь скачкообразного (кризисного) изменения реактивной силы с полным развалом струи в опытах по истечению сильно перегретой жидкости.
Найдены высокоинтенсивные низкочастотные макроскопические флуктуации с І/f спектром (фликкер-шум) в струе перегретого хладона - 11 при взрывообразном парообразовании.
Показана связь фликкерных флуктуации с неравновесными фазовыми переходами, протекающими в струе сильно перегретой жидкости.
Практическая ценность результатов.
В работе предложен способ пересчета реактивных усилий с одного вещества на другие в термодинамически сильно неравновесном режиме истечения. Результаты экспериментального исследования интегральных характеристик потока при фазовой неравновесности могут быть полезными для развития теории фазовых переходов вдали от состояния равновесия. Изучение фликкер-шума, экспериментально обнаруженного в исследованных процессах, представляет интерес для развития теории флуктуационных явлений. Результаты исследований и выявленные зависимости во флуктуационных процессах актуальны для анализа энергонапряженных процессов. Фликкер-шум, присутствующий в системе, указывает на возможность крупномасштабных выбросов. Для систем с развитой флуктуационной природой необходимо проводить спектральную диагностику.
Автор защищает: результаты опытов по изучению зависимостей реактивных усилий вскипающей жидкости и формы струи от начальных параметров (температура, давление) и геометрических условий за выходом из канала, при истечении через короткий канал в атмосферу; методику пересчета реактивных усилий с одного вещества на другие с использованием методов термодинамического подобия; эффект резкого снижения величины реактивной силы, обусловленный полным развалом струи при ударном режиме вскипания перегретой жидкости; результаты экспериментального обнаружения пульсаций плотности и давления в струе перегретой жидкости с 1/f спектром.
Апробация работы.
Основные результаты работы были доложены на следующих российских и международных конференциях,симпозиумах, совещаниях и т.д.: II Минский международный форум по тепломассообмену, Минск, 1992 г; Waves In Two-Phase Flows Euromech Colloquium 376, Istanbul, Turkey, 1998; 8-й Всероссийский съезд по теоретической и прикладной механике, Пермь, 2001 г.; 3-я Российская Национальная Конференция по Тепломассообмену, Москва, 2002 г.
Условия равновесия и работа образования пузырька пара в жидкости
Граница термодинамической устойчивости однородной системы называется спинодалью. Она определяется из условия 1 -=0 и при использовании уравнения состояния. Спинодаль состоит из жидкостной и газовой ветвей. Область, заключенная между линией фазового равновесия и спинодалью, является областью термодинамически разрешенных состояний фазы в перегретом состоянии. Многочисленные эксперименты по перегреву жидкости и сбросу давления в ней подтверждают как существование этой области состояний, так и реальную их достижимость. Бинодаль и спинодаль имеют одну общую точку С, которая является их вершиной и называется критической термодинамической точкой. В точке С прекращается фазовое равновесие и наступает тождественность фаз.
Жидкость из метастабильного состояния с течением времени переходит в устойчивое стабильное состояние за счет превращения всей массы или ее части в пар. Будем рассматривать вскипание как начальную стадию фазового перехода жидкость-пар, связанную с возникновением и ростом паровых пузырьков в перегретой жидкости.
Начало перехода обусловлено возникновением в однородной жидкой фазе зародышей (пузырьков) пара. Возникший в метастабильной жидкости зародыш новой фазы должен иметь некоторый минимальный критический размер гкУ чтобы стать центром парообразования. Пузырьки критического размера находятся в состоянии неустойчивого равновесия с метастабильной фазой. При случайном уменьшении размеров пузырька давление на него со стороны жидкости растет (добавка 2а/г), давление в пузырьке становится недостаточным для противостояния внешнему давлению и сжимающей силе поверхностного натяжения а и пузырек исчезает. При случайном увеличении пузырька происходит его дальнейший рост. Для сферического пузырька условия механического и вещественного равновесия имеют вид [1]:
Как видно из формулы, в изотермических условиях паровой пузырек, находится в равновесии с жидкостью, если давление в нем на величину 2alrk больше, чем давление в жидкости. При /- « давления по обе стороны поверхности раздела совпадают. Если г-»0, то //-»а , т.е. процесс самозарождения пузырька «неразрешен» при отсутствии центров парообразования. Центрами парообразования могут быть шероховатости поверхности, растворенный газ, взвешенные частицы (гетерогенные центры), флуктуационные микрообразования (гомогенные центры). Для появления пузырька пара радиусом гк в метастабильной жидкости система должна совершить работу Wk[Y\\
Разность давлений р - р можно с хорошей точностью представить в виде (p"-p ) = {ps-p ){\-v4v ) [10]. Кипение, как процесс релаксации жидкости в равновесное состояние состоит из рождения, роста, движения и взаимодействия пузырьков пара в объеме материнской фазы. Флуктуационное рождение пузырьков происходит при совершении работы по преодолению некоторого энергетического порога, на образование критического зародыша. Вблизи линии фазового перехода уровень флуктуации мал, а энергетический барьер велик. В этом случае образование зародышей происходит на так называемых «слабых местах», какими являются микроуглубления поверхности, взвешенные частицы, растворенный в жидкости газ. Зародышеобразование в этом случае называется гетерогенным и требует преодоления меньшего энергетического барьера. Число гетерогенных центров [11-14] сложным образом зависит от плохо контролируемых факторов: распределения микроуглублений по поверхности, их геометрии и степени очистки жидкости и не поддается аналитическому расчету.
Опытным путем и теоретически показано, что при удалении от бинодали, т.е. с ростом перегрева жидкости, она за более короткий срок и под влиянием меньшего внешнего воздействия теряет устойчивость и переходит в новое стабильное состояние. Достичь предельных перегревов можно лишь при отсутствии в жидкости готовых центров парообразования, когда жидкость будет вскипать только на пузырьках пара, образующихся флуктуационно. Для образования таких пузырьков нужно время, которое уменьшается с ростом перегрева. Величина достижимого перегрева характеризуется флуктуационной частотой образования жизнеспособных (критических) зародышей паровой фазы в единице объема жидкости за единицу времени J, M V1 где N - число молекул в единице объема материнской фазы, N «10 м для конденсированных состояний; В - среднее число нескомпенсированных переходов в критический зародыш в единицу времени, 2?« 1010-т-Ю11 с 1 для перегретой жидкости; G = W I кТ, число Гиббса. W = -. Расчет частоты J предполагает гомогенное зародышеобразование, когда числом зародышей новой фазы на гетерогенных центрах можно пренебречь, по сравнению с числом гомогенных центров. Такой режим кипения называется ударным (взрывным).
Основные представления о фликкер-шуме. Примеры экспериментальных реализаций флуктуации в кипящих системах
При этом предполагается полное равновесие между фазами, т.е. равенство скоростей, температур и давлений обеих фаз. Представленное рассмотрение двухфазного потока принято называть гомогенной равновесной моделью (ГРМ). Эта модель применяется для описания, как расхода, так и критического давления, при течении через длинные гладкие каналы. Однако в высокоскоростных сильноградиентных двухфазных потоках расчет по ГРМ приводит к несогласующимся с опытом результатам. Обычно это связывают со скольжением фаз друг относительно друга и неравновесным фазовым превращением. Был создан ряд равновесных моделей, в которых учитывалось скольжение между фазами [26-31]. Сравнение с экспериментом показало ограниченную применимость моделей со скольжением [32]. Отношения скоростей фаз, принятые в этих моделях, оказались значительно больше тех, которые наблюдались экспериментально [33]. За счет больших коэффициентов скольжения частично компенсировалось влияние метастабильности в потоке. Непосредственные измерения температуры и давления в потоке показали существование метастабильности, даже весьма значительной [34-40]. Попыткой учета метастабильности в двухфазном потоке следует считать модель "замороженного потока", для которого
Кинетическая энергия такого потока увеличивается за счет расширения паровой фазы. Справедливость этой аппроксимации сомнительна, потому что она предполагает равновесное расширение среды до выходного сечения (значение х - равновесное), а в выходном (критическом) сечении поток находится в замороженном состоянии.
Учет неравновесного фазового превращения в потоке представляет значительные трудности, что связано с неопределенностью числа гетерогенных центров кипения. Поэтому для практических расчетов предлагаются полуэмпирические модели [41] или номограммы расходов [34,42].
В случае существенной термодинамической неравновесности двухфазной среды влияние взаимодействия фаз, а именно, кинетики фазовых превращений, может оказаться определяющим. Было высказано предположение о существенном влиянии кинетики гомогенной нуклеации на процесс неравновесного истечения вскипающей жидкости [43]. Для проверки этого предположения были поставлены опыты по истечению вскипающей жидкости из камеры высокого давления через короткий канал в атмосферу [2,44-46]. При истечении нагретой жидкости из камеры через канал в пространство, где давление меньше давления насыщения p ps(T) при заданной температуре жидкости в камере, вскипание может происходить перед каналом либо в самом канале, либо непосредственно за ним. Образованию пузырьков пара предшествует перегрев жидкости в потоке. Источником пузырьков могут быть как готовые центры, так и флуктуационные. Действие центров кипения различной природы приводит к неодинаковым режимам вскипания жидкости в коротком канале. Проследим изменение удельного расхода жидкости в зависимости от температуры То в резервуаре. Диссипацией энергии в канале будем пренебрегать. Для холодной жидкости (Г0 7 при атмосферном давлении) скорость течения в канале определяется по уравнению Бернулли: Если поднять температуру жидкости несколько выше температуры кипения при атмосферном давлении T0 Ts(pa), то в канале будет происходить парообразование и произойдет уменьшение расхода при том же перепаде давления. Это обусловлено малой плотностью паровой фазы при атмосферном давлении. Чем больше Т0 превышаетTs(ра), тем ниже расход. При уменьшении длины канала /, время пребывания жидкости в его пределах ткан=11сд будет уменьшаться и при некотором значении 1 = 1 скажется термодимамическая неравновесность потока, обусловленная конечной скоростью роста паровых пузырьков и ограниченностью их числа. Эффективное паросодержание потока жидкости в выходной части канала будет меньше равновесного, а удельный расход больше равновесного. Отношение g/gpag 2 [30]. В коротком канале слабо перегретая жидкость вообще не успевает вскипеть, и ее расход определяется гидравлической формулой. В опытах [45] и последующих использовался короткий канал с характерными размерами /= 0.5мм, l/d = 1,4, в котором скорость потока со «50м/с и время пребывания в канале „«КГ с. В этом случае при умеренных значениях числа готовых центров парообразования О., объемное вскипание в пределах канала не успевает развиться. Наступления резкого вскипания можно ожидать лишь при условии, когда частота спонтанного образования зародышей порядка 10 см" с . Тогда в объеме канала Г=10" см за т=ткан возникнет УКткан=105 паровых зародышей.
На рисунке 2.5.1 представлены результаты опытов [2,4,46], которые подтвердили прямую связь между явлением «запирания» (т.е. резкого уменьшения расхода) канала и ударным режимом вскипания жидкости. Из рисунка видно, как плавное снижение расхода при повышении температуры сменяется его крутым падением в интервале температур 0,9 , Т1ТС 1, где как раз и возможно интенсивное гомогенное зародышеобразование.
Погрешность результатов измерений
Струи вскипающей жидкости занимают промежуточное положение между струями однофазной жидкости и неконденсирующегося газа. Отличие вызвано, главным образом, фазовым переходом в струе, который вносит особенности в формирование формы струи, принципиально невозможные при течении однофазных сред.
В работе О.А. Исаева и Н.А Шуравенко [5] по изучению потоков в термодинамически сильно неравновесном режиме истечения представлен ряд фотографий распада струй н-пентана (рс=3,37Мпа, ТС=469,7К, Ts(pa)=23,6C), вскипающего в условиях высоких и предельных перегревов, при истечении из камеры высокого давления в атмосферу. Давление в камере поддерживалось равным 16 бар (ро/рс=0,47). Струя н-пентана сохраняет цилиндрическую форму в пределах наблюдаемого участка «50мм за срезом канала при перегревах до 45С. В таких условиях, по сделанной авторами оценке, охлаждения струи за счет испарения с ее поверхности практически нет.
Распад струи начинается при температурах выше 91 С. С увеличением перегрева угол распыла а растет. При температурах 91 и 94,5 С (То/Тс « 0,78) на фотографиях отчетливо различимы два участка. Первый, с резкой боковой границей расположен непосредственно за выходным срезом канала и образован жидкостью с вкраплениями пузырьков пара. Пузырьки пара растут вниз по потоку. На границе между первым и вторым участками они становятся настолько большими, что способны разбить струю жидкости на капли. Далее течет газ и капельки жидкости, с поверхности которых продолжается испарение. Второй участок начинается на расстоянии 1см от канала. Он имеет вид туманообразной массы, плотность которой уменьшается по мере удаления от насадка и от оси потока. Струя на этом участке не имеет резкой границы. Повышение температуры ведет к уменьшению первого участка и увеличению угла а. При 122С (То/Тс=0,84) первый участок уже не виден, а при 146С угол а приближается к максимально возможному (180) -полный развал струи.
При увеличении перепада давления Др угол распыла при сохранении начальной температуры уменьшается. Это вызвано увеличением скорости жидкости с ростом Ар. Возмущения в струе от вскипания определяемые величиной перегрева жидкости сносятся на большие расстояния от выходного среза канала.
Как показано в [2], при вторжении в область максимальных перегревов вскипание жидкости в пределах канала или за его срезом возможно на флуктуационных центрах. Для н-пентана [58] температура предельного перегрева при р=1бар равна 144С и ей соответствует частота гомогенного зародышеобразования J=105-106CM 3C 1. В работе [6] получен атлас струй н-пентана (рис.2.7.1), охватывающий их возможные формы в широком интервале начальных температур и давлений перед каналом, включая околокритические состояния. Физические условия проведения опытов показаны на рис. 2.7.2. По полученным фотографиям авторы выделили четыре характерные формы струи, последовательно сменяющие друг друга. При начальном перегреве AT=T0s(pa) A5 65K происходит выброс вскипающей жидкости с малым углом раскрытия (10 - 15) - первая форма. На фазовой диаграмме рис. 2.7.2 область начальных состояний жидкости, соответствующая этой форме распада струи находится между линией насыщения снизу, изоэнтропой 3 слева и полосой конечной ширины 6 т.к. установить точное положение границы справа не удается. В этом случае неоднородное крупномасштабное разрушение струи происходит на значительном расстоянии от выходного среза канала. С дальнейшим повышением Т0 и р0, т.е. смещением начальных параметров в область правее полосы 6 , угол раствора струи увеличивается и достигает «100. В этом случае наблюдается мелкомасштабное разрушение струи. Выбрасываемая среда имеет вид туманообразной массы с хаотически меняющейся плотностью в осевом и радиальном направлении. Граница струи размыта - вторая форма. С ростом То и угол раствора увеличивается, но уменьшается с ростом р0. При перемещении начального состояния в зону 7 (рис. 2.7.2) происходит резкий переход к полному развалу струи (третья форма). Такой режим истечения обнаружен в [5]. Угол раствора струи здесь определяется конструкцией прижимного фланца и равен 180. На фазовой диаграмме область начальных параметров ограничена снизу бинодалью, справа переходной зоной 8. Распыление жидкости мелкодисперсное, распределение плотности двухфазной смеси в потоке неравномерное.и хаотически изменяющееся. Из-за полного испарения струя становится невидимой на расстоянии « 5мм от выходного среза канала в осевом направлении. Четвертая форма распыла наблюдается при начальных состояниях жидкости, близких к критической точке (ДГ = Г0-Г,(рв) 130-г140/Г для н-пентана). На фотографиях видна только малая, прилегающая к выходному срезу канала, часть струи. Струя не имеет четкой границы. Размеры видимой области «20мм в осевом направлении и «5мм в радиальном.
Накопленные материалы исследований позволяют рассматривать два типа механизмов разрушения струи: 1) поверхностные и 2) объемные. Первый тип связан с потерей устойчивости поверхности свободной струи. Нарушение поверхности может быть обусловлено неустойчивостью Гельмгольца [59], которая проявляется при течении холодной жидкости.
Случайные возмущения поверхности, движущейся в атмосфере жидкости, неограниченно растут и приводят к дроблению струи на капли. В случае течения перегретой жидкости неустойчивость Гельмгольца дополняется барокапиллярной неустойчивостью [60]. Её действие можно объяснить следующим образом: неустойчивость Гельмгольца определяет рост углублений поверхности, к которым увеличивается теплоподвод. Это приводит к повышению скорости оттекающего пара, образующегося на поверхности, что в свою очередь приводит к увеличению реактивной отдачи пара на поверхность. Рост углублений ускоряется. Таким образом, можно объяснить первую форму струи.
Формы струй вскипающей воды
С дальнейшим повышением Т0 и р0, т.е. смещением начальных параметров в область правее полосы 6 , угол раствора струи увеличивается и достигает «100. В этом случае наблюдается мелкомасштабное разрушение струи. Выбрасываемая среда имеет вид туманообразной массы с хаотически меняющейся плотностью в осевом и радиальном направлении. Граница струи размыта - вторая форма. С ростом То и угол раствора увеличивается, но уменьшается с ростом р0. При перемещении начального состояния в зону 7 (рис. 2.7.2) происходит резкий переход к полному развалу струи (третья форма). Такой режим истечения обнаружен в [5]. Угол раствора струи здесь определяется конструкцией прижимного фланца и равен 180. На фазовой диаграмме область начальных параметров ограничена снизу бинодалью, справа переходной зоной 8. Распыление жидкости мелкодисперсное, распределение плотности двухфазной смеси в потоке неравномерное.и хаотически изменяющееся. Из-за полного испарения струя становится невидимой на расстоянии « 5мм от выходного среза канала в осевом направлении. Четвертая форма распыла наблюдается при начальных состояниях жидкости, близких к критической точке (ДГ = Г0-Г,(рв) 130-г140/Г для н-пентана). На фотографиях видна только малая, прилегающая к выходному срезу канала, часть струи. Струя не имеет четкой границы. Размеры видимой области «20мм в осевом направлении и «5мм в радиальном.
Накопленные материалы исследований позволяют рассматривать два типа механизмов разрушения струи: 1) поверхностные и 2) объемные. Первый тип связан с потерей устойчивости поверхности свободной струи. Нарушение поверхности может быть обусловлено неустойчивостью Гельмгольца [59], которая проявляется при течении холодной жидкости.
Случайные возмущения поверхности, движущейся в атмосфере жидкости, неограниченно растут и приводят к дроблению струи на капли. В случае течения перегретой жидкости неустойчивость Гельмгольца дополняется барокапиллярной неустойчивостью [60]. Её действие можно объяснить следующим образом: неустойчивость Гельмгольца определяет рост углублений поверхности, к которым увеличивается теплоподвод. Это приводит к повышению скорости оттекающего пара, образующегося на поверхности, что в свою очередь приводит к увеличению реактивной отдачи пара на поверхность. Рост углублений ускоряется. Таким образом, можно объяснить первую форму струи.
Второй тип механизмов разрушения наблюдается за счет объёмного парообразования в потоке. Результаты опытов [5,60,61] позволяют рассматривать три возможных случая объемного развала струи. Первые два проявляются при слабых и умеренных перегревах жидкости [1]. Если при малых перегревах плотность центров кипения мала настолько, что на участок струи длиной, равной ее диаметру, приходится менее одного зародыша пара, то наблюдается крупномасштабный распад струи на отдельные участки, движущиеся один за другим в осевом направлении [61]. Поле начальных параметров жидкости, при которых идет распад такого типа, примерно совпадает с полем поверхностного разрушения струй.
Третий случай объемного развала струй обусловлен сменой механизма возникновения центров кипения и проявляет себя при высоких перегревах, когда достигается область температур взрывного флуктуационного зародышеобразования [1,15]. Нижней температурной границей этой области является значение 0,9 от критической температуры вещества Тс, при которой скорость возникновения центров кипения при атмосферном давлении достигает значений 10юсм 3 -с"1 и выше. Хорошее согласие значения нижней температурной границы области начальных параметров То и ро, где происходит полный развал струи, с нижней границей области интенсивного гомогенного вскипания авторы связали с резким увеличением паросодержания в струе. Данные, полученные при измерении расходов и изучении процесса накопления пара в канале, косвенно подтверждают этот вывод [47,62,63].
Четвертая форма распада струи также обусловлена интенсивным объемным флуктуационным парообразованием. В отличие от предыдущего случая здесь сказывается изменение закономерности накопления пара в потоке. Из результатов [62,64] следует, что с приближением начального состояния истекающей жидкости к критической термодинамической точке наступает режим, при котором увеличение числа центров кипения в разгоняемой жидкости происходит преимущественно в окрестности входного среза канала. В канал поступает среда с заметной долей пара, которая по ходу потока возрастает за счет увеличения размеров уже содержащихся в жидкости пузырей. В атмосферу выбрасывается среда с высоким паросодержанием, близким к равновесному. Форма течения потока за выходным срезом канала стремится к форме газовых струй.
