Акустика микронеоднородных жидкостей и методы акустической спектроскопии тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.06 ВАК РФ

актуальность темы:

Реальные жидкости всегда содержат различные фазовые включения (ФВ) в виде газовых пузырьков и твердых частиц-взвесей. Вблизи фазовых переходов кроме того могут содержаться зародыши новой фазы в виде паровых пузырьков или центров кристаллизации (ц. к. ). Свойства микронеоднородных жидкостей сильно зависят от внутренней структуры и от типа и размерного состава ФВ, содержасшхся в жидкости. Акустические свойства микронеоднородных жидкостей могут также сильно зависеть и от характера динамики ФВ в звуковом поле. Так, при распространении звука в воде, в биологических и технологических растворах наблюдаются дополнительное поглощение и дисперсия скорости звука, обусловленные диссипативным характером пульсаций парогазовых пузырьков в акустическом поле, а также дополнительное линейное и нелинейное рассеяние как на отдельных фв, так и на коллективах фв.

Изучение рассеяния звука в микронеоднородной жидкости является мощным дистанционным методом диагностики структуры таких сред. Особый интерес представляет изучение рассеяния звука на пузырьках, которые всегда присутствуют в жидкости и являются сильными рассеивателями звука благодаря своим резонансным свойствам. Очень часто в жидкости одновременно присутствуют различные ФВ, например, пузырьки могут содержаться наряду с твердыми частицами, взвесями и эмульсионными каплями в морской воде, а также в различных жидкостях, применяемых в технологических процессах. На практике часто возникает необходимость получения информации не только о суммарной концентрации таких микронеоднородностей, но также о раздельном вкладе каждого из типов включений. задача определения одновременно типа неоднородностей, их концентрации и функции распределения по размерам является весьма актуальной и практически важной наряду с чисто научным интересом, возникающим в связи с необходимостью развития основ акустики микронеоднородных сред.

Итак, установление взаимосвязи между структурой микронеоднородной жидкости и ее различными микроскопическими характеристиками (включая динамику ФВ) является важной и актуальной как в теоретическом, так и практическом отношении. Таким образом, исследования акустики микронеоднородных жидкостей и создание акустических методов диагностики микронеоднородных жидкостей является в целом весьма актульной задачей.

А.

ЦЕЛЬ РАБОТЫ:

Целью диссертационной работы являлось проведение теоретических 1 экспериментальных исследований в области линейной и нелинейно) акустики микронеоднородных жидкостей (как с фазовым превращениями, так и без фазовых превращений), развити теоретических основ акустики микронеоднородных жидкостей разработка методов акустической спектроскопии ФВ в жидкости.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА:

Впервые теоретически исследована динамика центров кристаллизации (ц.к.) в звуковом поле с учетом неравновесност фазового превращения, а также развиты вопросы динамики парогазовы пузырьков с учетом "зацепляющегося" характера совместног воздействия процессов диффузии газовой компоненты и вынужденног теплообмена при испарении и конденсации жидкости и пара н межфазной поверхности.

Разработан новый метод решения задач о нелинейно взаимодействии звука с различными фазовыми включениями с учето межфазного тепло и массобмена и кинетики фазового превращения.

Впервые поставлена и решена задача о нестационарной линейно и нелинейной динамике газового пузырька в поле импульсной накачки

впервые исследовано линейное и нелинейное рассеяние звука с различных включениях с учетом механизмов фазовых превращений диссипации энергии на их поверхности, а также эффекте нестационарности при воздействии акустических импульсов.

Впервые исследовано поглощение и дисперсия скорости звука кристаллизующихся жидкостях, а также в жидкостях, содержали парогазовые пузырьки при различных функциях распределен! включений по размерам.

Впервые проведено теоретическое изучение акустическ! нелинейности жидкости с различными включениями типа парогазов! пузырьков и центров кристаллизации.

проведено обобщение полученных для случая классическ( жидкости результатов на случай сверхтекучего гелия Не-11.

На основе разработанных теоретических представлений внедрения в практику гидрофизических исследований параметрическ! излучателей впервые проведены систематические эксперименталын исследования по дистанционной акустической спектроскопии пузырьк( в морской воде при различных условиях.

На основе развитых теоретических представлений впервые проведены экспериментальные исследования акустической нелинейности верхнего приповерхностного слоя моря, содержащего пузырьки.

научная и практическая значимость

Научная и практическая значимость работы состоит в значительном расширении представлений о явлениях, связанных с распространением и рассеянием акустических волн в микронеоднородных жидкостях при различных температурах, как далеких от температуры фазовых превращений, так и вблизи температуры фазового перехода, вследствие чего полученные в диссертации результаты позполмит:

- решать практические задачи о нелинейном взаимодействии звука с различного рода фазовыми включениями как без учета, так и с учетом межфазного тепло и массобмена и кинетики фазового превращения;

- решать некоторые важные в практическом отношении обратные задачи как, например, установление по микроскопическим акустическим свойствам (коэффициенту объемного рассеяния звука, коэффициенту поглощения, нелинейному параметру и т.п.) типа и спектрального состава фазовых включений в микронеоднородной жидкости;

создавать системы акустического мониторинга сложных нестационарных микронеоднородных сред типа приповерхностного слоя моря, основываясь на совокупности развитых представлений и разработок в области акустической спектроскопии микронеоднородных жидкостей;

Диссертационная работа выполнялась в рамках ряда государственных научных программ, информация о выполнении которых содержится в библиографических ссылках к работе. К наиболее крупным из числа поздних НИР относятся: проект "Акустика" общегосударственной программы "Мировой океан" (комплексные исследования океанов и морей, Арктики и Антарктики, направление 01. Физические поля морей России и океанов (раздел 01.04) постановление ГКНТ СССР Л 776 от 20.05.1991 г. ) и программа фундаментальных исследований ДВО РАН "Акустические исследования структуры океанической среды". Часть работы выполнялась также при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований: проект 94-02-06092 "Исследования нелинейных акустических явлений в микронеоднородных жидкостях с фазовыми превращениями и разработка методов акустической диагностики" (руководитель Буланов В.а.) и

проект 96-02-19795 "Нелинейная акустика микронеоднородны жидкостей с фазовыми превращениями" (руководитель Буланов в.а.) Отдельные положения работы использовались автором при чтени спецкурсов лекций "Основы гидрофизики", "Нелинейная акустика" : "Рассеяние волн в микронеоднородных средах" студентам физическог факультета двгу в 1983-1992 гг.

Таким образом в диссертации развито новое научно направление в акустике неоднородных сред - акустик микронеоднородных жидкостей с учетом фазовых превращений и развит! методы акустической спектроскопии микронеоднородностей в жидкост с использованием нестационарного и нелинейного рассеяния распространения звуковых волн.

АППРОБАЦИЯ РАБОТЫ: основные результаты опубликованы в 57 научных работах. Основные результаты докладывались на IX (1977, Москва), X (1983, Москва), XI (1991, Москва) всесоюзных акустических конференциях, на 9 ( 1978, Мадрид); Ю (1980, Сидней), 12 ( 1986, Галифакс-Торонто), 13 (1989, Дубровник) Международных акустических конгрессах; на ю (1984, Кобе), и (1987, Новосибирск). 13 (1993, Берген) международных симпозиумах по нелинейной акустике; на международной конференции по ультразвуку ( 1985, Лондон); на Международной конференции по морской технике и технологии (Black Sea'90, 1990, Варна); на II Европейской конференции по подводной акустике (1994, Копенгаген); на 2 (1978), з (1980), 4 (1982), 5 (1984), б (1986 ), 7 (1989) дальневосточных акустических конференциях (Владивосток); на Всесоюзном совещании "Нелинейная гидроакустика 82" (1982, Таганрог); на IV Всесоюзной конференции "Мировой океан" (1983, Владивосток), на всесоюзном совещании "Акустические методы регистрации частиц сверхвысоких энергий в проекте дюманд" (1984, Ворошиловград); на 5 всесоюзной коференции "методика и техника ультразвуковой спектроскопии" (1984, Вильнюс); на всесоюзном симпозиуме "Акустическая кавитация и применение ультразвука в химической технологии" (1985, Славское); на VIII Всесоюзной конференции по автоматизации эксперимента в научных исследованиях (1986, Ленинград); на 2 всесоюзном акустическом семинаре "Модели, алгоритмы, принятие решений-МАПР" (1988); на 2 и 4 семинаре СНГ "Акустика неоднородных сред" ( 1992,

1996, Новосибирск); на IV сессии Российского акустического общества (1995, Москва); на семинарах Акустического института (5 отдел, 1980-1982 ), Тихоокеанского океанологического института (1979-1990), на семинарах Института проблем морских технологий (1990-1996), на семинаре лаборатории океанической акустики Института океанических наук (1991, рук. проф.Д. Фармер, Сидни, Канада); на семинарах Национальной акустической лаборатории Института акустики АН КНР (1989, 1993, рук. проф.чжан Ренхе, Пекин); на семинарах Лаборатории индустриальной акустики Датского технического университета (1989, 1994, рук. проф. Л.Бьорно, Копенгаген).

СТРУКТУРА И ОБЪЕМ РАБОТЫ Диссертация состоит из введения, 12 глав, заключения и списка цитируемой литературы (342 наименования), при этом включает титульный лист и оглавление 5 стр., 314 стр. печатного текста, 153 рисунка (118 стр. иллюстраций).

ЛИЧНЫЙ ВКЛАД АВТОРА во всех 57 работах по теме диссертации автор самостоятельно проводил все теоретические исследования и соответствующие разделы в указанных работах были написаны автором, Ю работ выполнены без соавторов. в монографии "периодические фазовые превращения в жидкостях" автором были написаны три главы (з, 5, 6) из общего числа шести глав монографии. Во всех работах, посвященных экспериментальным исследованиям, автор принимал непосредственное участие в постановке и формулировке работы, принимал непосредственное участие в проведении всех экспериментов, а также принимал участие в обработке экспериментальных данных или сам их проводил и принимал участие в интерпретации полученных экспериментальных результатов с позиций развитых автором теоретических представлений.

на защиту выносятся следующие основные научные положения

1. Теоретические исследования линейной и нелинейной динамики центров кристаллизации в звуковом поле с учетом неравновесности фазового превращения и влияния примесей на динамику ц.к., в том числе исследования влияния периодически чередующихся в звуковом поле фазовых переходов на нелинейную генерацию' радиально

симметричных пульсаций ц. к. на комбинационных частотах звуковог поля. Разработка метода решения задач о нелинейном взаимодействи звука с различными фазовыми включениями с учетом межфазного тепл и массобмена и кинетики фазового превращения.

2. Исследования нестационарной и нелинейной динамики газового пузырька в поле импульсной накачки. в том числе исследования когерентного взаимодействия высокочастотных амплитудно модулированных вч АМ и фазоманипулированных 4« импульсов, приводящее к сильной избирательной раскачке резонансных пузырьков на низкой частоте, а также исследования нестационарного режима нелинейной генерации НЧ колебаний газовых пузырьков при воздействии на них бигармоническими импульсами.

3. теоретические исследования линейной и нелинейной динамик парогазовых пузырьков с учетом совместного действия процессе диффузии газовой компоненты и периодически чередующихся прцессс испарения и конденсации жидкости и пара на межфазной поверхности в том числе анализ влияния фазовых переходов на нелинейну генерацию колебаний парогазовых пузырьков на комбинационнь частотах.

4.Теоретические исследования линейного и нелинейное рассеяния звука на различных фв с учетом механизмов фазовь превращений на их поверхности, а также с учетом когерентнь эффектов нестационарной раскачки колебаний под действием АМ и 4 вч импульсов. Анализ нестационарных эффектов рассеяния звука I резонансных включениях, позволяющих осуществлять акустическ; спектроскопию именно таких включений, отделяя вклад любых друп нерезонансных включений.

5. исследования механизмов поглощения и дисперсии скороо звука .в жидкостях с фазовыми превращениями при различных функцш распределения ФВ по размерам и установление значительности ро; кинетики неравновесного фазового превращения.

6. исследования рассеяния звука на больших фв с учете эффектов диссипации энергии вблизи поверхности фв (эффекте теплопроводности и вязкости) и установление значительности степе» воздействия указанного механизма на низких частотах на уширение смещение резонансных кривых, отвечающих рассеянию с одновременнс генерацией волн различного типа на поверхности фв.

7. Исследования влияния кинетики фазового превращения 1 границе раздела фаз жидкость-пар и жидкость-твердое тело »

коэффициенты отражения и прохождения звука, обнаружение нового диссипативного эффекта типа эффекта Константинова, возникающего вследствие дополнительного механизма, связанного с неравновесностью фазового превращения.

8. Обобщение полученных для случая классической жидкости результатов акустики микронеоднородных сред на случай сверхтекучего гелия Не-11.

9. Экспериментальные исследования нестационарного рассеяния в морских условиях применительно к изучению распределния пузырьков в морской воде при различных условиях, а также данные о функции распределения пузырьков в широком интервале размеров, полученные с помощью параметрических излучателей.

Ю. Теоретическое изучение акустической нелинейности жидкости с различными ФВ типа газовых или парогазовых пузырьков, ц. к. на примере преобразования из высокочастотной области в низкочастотную область спектра, что представляет практический интерес.

11. Экспериментальные исследования акустической нелинейности приповерхностного слоя моря и установление взаимосвязи с функцией распределения газовых пузырьков по размерам, содержащихся в этом слое.

содержание диссертации Во введении показана актуальность темы, рассмотрены основные проблемы и дана общая характеристика работ в рассматриваемой области, сформулирована новизна, научная и практическая значимость работы и изложены основные положения работы, выносимые на защиту.

1. нестационарная динамика ГАЗОВЫХ пузырьков под действием звука

В главе 1 рассмотрены вопросы нестационарной динамики газовых пузырьков в акустическом поле, представляющие интерес не только с теоретической точки зрения развития основ акустики неоднородных жидкостей, но также и с практической точки зрения разработки методов акустической диагностики таких жидкостей.

Вначале в главе сформулирована модель динамики одиночного пузырька (не только газового, но и парового) , основанная на модификации уравнений Херринга - Флинна и Кирквуда - Бете, которая описывается следующим уравнением

Здесь р - плотность жидкости. У скорость частиц жидкости на поверхности пузырька, обозначение ря=аря/<и=(ар/а1)я+и(др/дг)я

JO.

отвечает субстанциальной (полной) производной по времени t от давления Р. взятой на движущейся поверхности R(t), где Я - радиус пузырька, с - скорость звука, индекс ш означает, что величина взята при r»R (г-*>). затем задача решалась в квадратичном приближении теории возмущений в условиях разделения частот, малым параметром которой при этом являлось акустическое давление, тогда естественно было ввести малое отклонение радиуса от равновесного

R(t) - R0(l+zn)(t)*zlz)(t)), (2)

где zlx>(t) и zw(t) - описывают пульсации радиуса пузырька в первом и втором приближениях (zti).

В главе 1 рассмотрена линейная нестационарная динамика газового пузырька в поле импульсной накачки, газовые пузырьки по существу рассмотрены в качестве обычного осциллятора с одной степенью свободы, но с переменной добротностью, зависящей от частоты и размера пузырьков. Были получены формулы, определяющие раскачку газовых пузырьков в сжимаемой жидкости с учетом эффектов теплообмена, в частности, было отмечено, что переходные процессы установления стационарной амплитуды колебаний пузырьков на резонансе могут быть положены в основу нестационарной акустической спектроскопии пузырьков в жидкости.

Более ярко избирательность раскачки резонансных пузырьков на низкой частоте (НЧ) проявляется при когерентном воздействии на них высокочастотными (вч) амплитудно-модулированными (АМ)

(совокупность коротких импульсов на высокой частоте) и фазоманипулированными (фм) импульсами. Суть механизма заключается в следующем. При воздействии импульсом осциллятор возбуждается на собственной частоте ио, но эти колебания затухают через количество периодов, определяемых добротностью Q. Если, например, через каждый период собственной частоты Г0 = 2n/uQ осциллятор возбуждается всякий раз в фазе, то его колебания буду] поддерживаться и эффективно нарастать до некоторого стационарногс уровня. Важно, чтобы период Г0 между моментами воздействия в<: импульсов был бы равен целому числу п периодов вч накачки т.е. Т( == 2п/иа " пТ « 2пп/и, где ь> - ВЧ. Таким образом, необходимьо, условием поддержания НЧ колебаний ВЧ внешней силой является 1) -соотношение между ВЧ и нч частотами вида и *= nuo, а также 2) -длительность интервала между последовательными возбуждаемым! импульсами равная тд « 2лп/и была бы меньше С/ь>0.

Наконец, в главе 1 рассмотрена нелинейная генерация н<

колебаний газовых пузырьков в нестационарном режиме при воздействии на них бигармоническими импульсами с частотами ы и ы2> удовлетворявшими условиям ы1°ы2*тащ*)1~ыг. Выяснен эффективный механизм такой раскачки, основанный на условиях резонанса с накачкой, а также с частотами, комбинационными по отношению к частотам накачки и собственной частоте пузырьков; определены характерные времена установления стационарных колебаний то на частоте (3 - то=0д/П. При больших длительностях импульса г > то получено известное выражение для амплитуды пульсаций пузырька на разностной частоте в установившимся режиме (г=и0/иг-

= ^ = х2-т)г-ах2ггП, (3)

I ___11 + Т,-Х'(Э1+1)]Х* (4)

а [х2-(1+гг})-и}(х2-1+1б) Существенно иной результат получен при малых длительностях

импульса г < г , тогда

0 -т/т

Гх Л - -±-(1-1кЯ)(1-е « - о. (5)

" дп Чп о

что свидетельствует о малых амплитудах пульсаций пузырьков на

разностной частоте при малых длительностях импульса.

2. динамика твердых частиц и центров кристаллизации

под действием звука

В главе 2 теоретически исследована динамика центров кристаллизации в поле звуковой волны и проведено сопоставление с динамикой обычных твердых частиц без фазовых превращений Характерной особенностью поведения центров кристаллизации в жидкости под действием звука, отличающих их от обычных твердых частиц, является существование периодически чередующихся процессов плавления и кристаллизации на их поверхности, это обстоятельство приводит к дополнительному изменению объема центра кристаллизации и к дополнительному изменению сжимаемости и увеличению амплитуды радиально-сшкметричных колебаний ц.к., а также к усилении диссипации звуковой энергии вблизи ц.к..

Физическую картину взаимодействия звука с ц.к. можно пояснить следующим образом. Для простоты ц.к. считается сферическим по форме с радиусом И и на него падает гармоническая звуковая волна Р^ехр(-1ии-1й7-). температура поверхности ц.к. Тл при квазиравновесном фазовом переходе в каждый момент времени изображается точками, лежащими на кривой фазового, равновесия Тд.СР). Температура жидкости вблизи поверхности ц.к. следует

звуковому давлению вдоль адиабаты поэтому жидкость,

прилегающая к поверхности д.к., периодически оказывается локально переохлажденной или перегретой на величину АТ0»=Т -т . последнее приводит к чередующимся процессам кристаллизации и плавления. Массообмен, возникающий в результате этих процессов, приводит к дополнительному изменению объема зародышей: при увеличении давления жидкость кристаллизуется - дополнительное изменение объема положительно, т.е. оно конкурирует с уменьшением объема ц. к. в результате механического сжатия. Когда изменение объема ц.к., вызванное массобменом, станет больше изменения объема за счет только механического сжатия, возникнет эффективная отрицательная сжимаемость ц.к.. поскольку массообмен происходит на поверхности ц.к., а его сжатие осуществляется по всему объему, то ожидаемый случай возникает лишь при достаточно малых радиусах, когда влияние поверхности велико. Именно в этом случае следует ожидать значительное увеличение амплитуды колебаний ц.к. в звуковом поле. Очевидно, что при этом важно также рассмотрение процессов теплопередачи вблизи поверхности зародыша, т.к. явления кристаллизации и плавления существенным образом зависят от условий отвода теплоты фазового перехода от межфазной границы.

Радиально-симметричиые колебания (пульсации) ц.к. в звуковом

поле исследованы с помощью совместного решения системы

гидродинамических уравнений, описывающих кинетику фазового

перехода. Для решения полученной системы уравнений в работе

использовалась теория возмущений в квадратичном приближении по

амплитуде звукового давления и метод разделения частот,

позволивший получить решение задачи о нелинейной динамике ц.к. в

звуковом поле. Предполагалось, что ц. к. совершает

радиально-симметричные колебания около некоторого радиуса К,

который в свою очередь может меняться со временем:

игп/ы

в дальнейшем рассмотрены только вынужденные колебания, происходящие с частотой и, тогда ). при это*

предполагались выполненными соотношения: |<й>|«|5Я|,

6Я=Яте~1Ш, Кшая/ас. пульсации радиуса включения тогда можж записать в следующем виде:

«К = К ,р

й = ~3(Г о'

С' Г С С' , С' р

(в)

в■ еФ рСо С1-**,*)

Р„ = =Т- + а' Сс! -сГ ф = --— (9)

ро г . -V* р'с; №

с = Г = £ §¿¿11 С10;

где штрихи относятся к ФВ, ср и с - теплоемкости при постоянном давлении и на кривой фазового равновесия, б^=(6Т/<1Р)=а.Т/рС1> -наклон кривой адиабаты, <2^=4 рГ/р'р!, - наклон кривой фазового равновесия, ь - теплота плавления, Кг=ы/с2=у/Ты/х - волновое число тепловой волны, х - коэффициент температуропроводности, Л=а1.р/т)Т -кинетический коэффициент, определяющий неравновесность фазового превращения, т) - коэффициент динамической вязкости, а - параметр кристаллической' решетки. Величина К является собственной сжимаемостью ц. к. К=-( 1/1Г)(фг/<1Р'), а величина К=к/а - является сжимаемостью ц.к., рассматриваемого как элемент двухфазной среды, или К=К/0=-(1/Г)(<ЗУ/<1Р). Параметр £ характеризует неравновесность фазового превращения. В случае квазиравновесного фазового превращения - (частоты и малы, а Л - велико). Случай твердых частиц без фазовых превращений реализуется, если положить Л=0, тогда £-»0. В качестве примера на рис.1 представлены зависимости \К(Н)\ для случая алюминия; видно, что абсолютная величина сжимаемости |К| при малых радиусах ц.к. существенно превышает значение |Х| при больших й, асимптотически приближающееся к величине адиабатической сжимаемости р'/г'- из анализа поведения фазы сжимаемости э(И) в главе 2 следует, что сжимаемость ц.к. в некотором интервале радиусов является отрицательной.

Используя полученную систему уравнений была определена средняя скорость роста ц.к. в переохлажденной жидкости в виде:

<я> = ДТ = I ЛТ= £гра»В(Я.и)Рш2 (11)

у к > 1=1 1=1 В целом величина ДГ=В(К, иобусловлена работой поля, поэтому

В>0. Появление перепада температуры связано со своеобразным

явлением накачивания тепла внутрь ц.к.. Этот эффект получил

аналогично случаю паровых пузырьков название эффекта выпрямленной

теплопередачи. Стационарный случай, при котором <К>=о, реализуется

при определенном пороговом давлении р , определяемым по формуле:

Р. = (К"^ (12)

На рис.3 изображены зависимости Рк(И) при различных частотах поля в случае водорода. На этом же рисунке зависимость Рк(Я) изображена

схематически. Если провести прямую. соответствующую величине звукового давления Р^, то она пересечет кривую в дву>

точках: при Я=Я>( и ■ Поскольку ц. к. растет лишь при Р^ <

р , можно видеть, что точка Кв1п является неустойчивой, а точкг я - устойчивой по отношению к малым отклонениям радиуса Я 01 этих значений. Таким образом, можно утверждать, что звуковое пол« приводит к сужению широкого распределения ц.к. по размерам I окрестности точки Я При этом в принципе возможно образование однородной и измельченной структуры твердого вещества, образующегося в результате кристаллизации в звуковом поле.

в главе 2 также рассмотрено влияние примеси на динамику ц.к. заключающееся в следующем. Обычно наличие примеси в жидкост! понижает равновесную температуру кристаллизации, тогда при рост« ц.к. оттесняющаяся от фронта кристаллизации примесь образуел вблизи поверхности более концентрированный раствор по сравнению ( жидкостью далеко от ц.к.. Увеличение концентрации раствор: приводит к дальнейшему понижению равновесной температурь кристаллизации, что частично компенсирует величину переохлаждения, под действием которого ц.к. растет, вследствие этого скоросп роста ц. к. падает. При плавлении наблюдается обратная картина. Следовательно, примесь оказывает демпфирующее влияние на колебанш ц.к. в звуковом поле. Это приводит к уменьшению сжимаемости ц.к., а также к уменьшению эффекта выпрямленной теплопередачи. ДЛ) описания влияния примеси на динамику ц. к. рассмотрен« дополнительное уравнение в линейном и квадратичном приближениях • уравнение диффузии, описывающее распределение примеси, а такж< выражена температура кристаллизации с учетом примеси (из услови] равенства химических потенциалов фаз), на рис.2 показано влиянш примеси на колебания ц.к. алюминия; видно, что примесь уменьшав! |к| и сдвигает область, в которой Яе(К)<о. Аналогично выглядим влияние примеси на поведение функции Рк(Я) - происходит уменьшена эффекта выпрямленной теплопередачи при появлении примеси.

далее в главе 2 исследована динамика центров кристаллизации 1 .кристаллизующемся растворе. В случае пересыщенного раствор; фазовыми превращениями являются периодически чередующиеся процесс) растворения чистого твердого вещества и распада раствора н; жидкость (растворитель.) и твердое вещество, т.е. основное отличи! от рассмотренных выше случаев состоит в "движущей силе" фазовоп превращения: вместо переохлаждения ей является пересышени

10-«

Рк, дин/см' 10s

Дт-о.оЛ;

' i Vv\

ю7 ря

10е

нг

—•— I kHz »-- 10 kHz

loo km

IS*-.

10"® ld-s 1Г* 10 s 10'2 ' 10"1" ' 10* 10"5 10-4 10'3 10"J 10-'

R, см R. c*

Рис.1. Сжимаемость M центров Рис.2. Зависимость порогового давления Рк

кристаллизации алюминия без примеси для ц.к. в случае водорода без примеси на

(с-0) и с прилесъю (с-1<fc) различных частотах звука .

Г!г>, (смг/дин)г

ю-17

/И

,1В

to-

10-"

10-го

10"J1

Частота ндксчки 150 хЛ

w

Всва.х">: V

- -0.1 kHz fc-5> _ -10 kHz <ch'\

- -0.1 kHz (c-S%).\ V -lt>kHzle-S%> v, ^

- -o.i-ioo kHz гл-о;-,«.

Ю"6 10"5 ^

R, CM

Рис.3. Нелинейная восприимчивость I X1^

|*l, смг /дин

10*

ю-'

ю-41

10-"

Вова: Т-К°С

1 Угу

о • Г kHz ir^^w \

л го kH^-^J^NJ

/\ я /T-iod'c \ \\

Ж / —— 3 kHz \ \ \

Я/ —— 27 кНг\ \ \

Я / -243 кН'\ \ )

Я/ кввлшиолы« А \

'/ пузырьки: Л \

' -J кНг 1 \

-....... г7 kHz \ \

213 kHz \ \

ю-® 1СГ5 10"* 10"э 10"* 1СГ1

Я, см

РисЛ. Сжимаемость воды с парогазо-центров кристаллизации воды без примеси выми пузырьками (с'=0,526) при 80®С, с (сО) и с примесью (с~5%1, а также паровым^с'^О) и квазигазовыми пузырь-

твердых частиц с параметрами ц.к., но коми (Л-о; при 100°С на ралличных в отсутствие фазовых превращений Л«0. частотах.

раствора. Представлены расчеты для ц.к. бромистого калия пересыщенном водном растворе и показано,что основны закономерности, отличающие динамику ц.к. в переохлажденно жидкости, характерны и для динамики ц.к. в пересыщенном растворе Различие в поведении функции сжимаемости выражается в существенно! сдвиге функции Х(Я) в область малых размеров, что объясняете существенным различием коэффициентов температуропроводности диффузии, определяющих характерный размер, на котором происходи тепло- или массообмен (длина "тепловой" или "диффузионной" волны;

Существенность влияния фазовых превращений на поведени сжимаемости ц.к. представило интерес для рассмотрения локализаци ц.к. в звуковом поле, посторонние частицы занимают различны положения в звуковом поле в зависимости от знака величины С выражении для силы г, действующей на частицу в поле (если С > О то частицы располагаются в узлах давления):

с - е&ф1 + &>[*№)] (»>

Знак величины С существенно зависит от радиуса ц.к. ив областях изменения к, где сжимаемость X становится отрицательной, величина ( также стремится к отрицательному значению, в этом случае ц. к. меняют место своего расположения и идут в пучности волны давления Следует подчеркнуть, что твердые частицы без фазовых превращенк всегда находятся в узлах волны давления, что свидетельствует положительности вещественной части сжимаемости таких частиц и пр этом всегда величина ^ > о. Существенная зависимость мест локализации от размера ц.к. может быть положена в основ управления измельчением структуры твердого веществ кристаллизующегося в акустическом поле, а также для сепараци чистого вещества, находящегося в ц.к., от посторонних частиц.

В конце главы 2 теоретически исследована генераци комбинационных частот в процессе нелинейной динамики центро кристаллизации в звуковом поле. Задача решена с применение уравнений гидродинамики, записанных в квадратичном приближени теории возмущений; численные результаты представлены применительн к волне разностной частоты (ВРЧ) {1=1^-и для бигармоническог возбуждения с частотами ^ и иг. Окончательный результат дл г(С )'г1г>(С )*г,г'(С) записан с помощью линейной восприимчивост Х(1> (2Ш=*ШР1=-(Х/.3;Р1) и нелинейной восприимчивости (г1г)=а;сг)Р<1>2) микронеоднородной жидкости с фазовым превращениями, на рис.3 представлена нелинейная восприимчивост

*<г| кристаллизующейся воды, содержащей центры кристаллизации, здесь же показано демпфирующее влияние примесей на х™ ■ Видно, что влияние фазовых превращений весьма значительно вблизи радиусов, сравнимых с длиной тепловой волны в жидкости . 3. динамика парогазовых пузырьков под действием звука

В главе 3 сформулирована общая система уравнений динамики парогазовых пузырьков в жидкости с растворенным газом, рассмотрены линейные радиально-симметричные колебания парогазовых пузырьков, исследовано изменение среднего радиуса пузырьков, обусловленное совместным действием процессов направленной теплопередачи и направленной газовой диффузии, а также изучены нелинейные пульсации парогазовых пузырьков при воздействии внешнего бигармонического воздействия.

постановка задачи в общих чертах традиционна и сходна с таковой при рассмотрении динамики газовых или паровых пузырьков, центров кристализации в жидкостях и растворах. Существенное отличие динамики парогазовых пузырьков от чисто паровых или чисто газовых пузырьков заключается в зацеплении тепловых явлений, приводящим к периодически чередующимся процессам испарения и конденсации на поверхности пузырька, с диффузионными явлениями, приводящими также к периодически чередующимся процессам массообмена через межфазную поверхность, но. в отличие от первого случая, - обмена не молекулами жидкости (растворители;, а молекулами газа (растворенного вещества). Физически, ситуация напоминает динамику центров кристаллизации в жидкости с примесью или в растворе. В итоге выражение для амплитуды пульсаций радиуса 6Я/Я можно записать в виде (9)-(12), но с измененными параметрами 3 и А, определяемыми по формулам

а 1+Хс d'.»,

е = ТЧйт' у (14)

Л Л Л 1-е

Если положить с'=1 (Л=0), то реализуется случай газовых пузырьков

без фазовых превращений - без испарения и конденсации паровой

компоненты. В случае с'= о реализуется чисто паровой пузырек.

На рис. 4 представлены зависимости Видно наличие

резонансного характера поведения при этом в зависимости

|Х| от радиуса видно появление двух максимумов. Первый, более

острый, соответствует резонансу Миннерта, второй соответствует

действию массобмена, обусловленного фазовыми превращениями и

силами поверхностного натяжения, рассмотренного подробно для ц.к.

Решая усредненные по периоду звукового поля уравнения динамики парогазовой полости жидкости с растворенным газом, можно получить выражения для средних значений физических величин в жидкости и в пузырьке. Поведение средних значений физических величин определяет изменение среднего радиуса парогазового пузырька в жидкости с растворенным газом по времени.: й,и)Ряг (16)

где Р^ - парциальное давление газа, 4(П,ы) и £(Я,и) - сложные функции й и и. зависящие от кинетики фазового превращения, каждый член в выражении для <к> отражает действие физического механизма роста или растворения парогазового пузырька: за счет направленных потоков массы в результате отклонения концентрации газа и давления пара от равновесных для данного раствора; действия теплового и концентрационного "шелл-эффектов"; за счет работы поля для газовой и паровой компонент и нелинейности кривых фазового равновесия жидкость-пар и растворения газа в жидкости. Пороги роста парогазовых пузырьков можно определить из (16) положив <Я>~0:

где в виде Ьс0~с0~сс и ЛГ0"Г<Г~Г0 обозначены пересыщение газом и перегрев жидкости на поверхности пузырька. Механизмы направленного массопереноса, квадратичные по амплитуде звукового поля Р, содержатся в сукме

на рис.5 представлены пороги роста Рк в зависимости от радиусов пузырьков в воде при различной температуре (при различной концентрации газа с' в пузырьках), из рис.5 следует, что вблизи резонанса миннэрта и второго максимума функции |Х(Я,ы.)| зависимость Рк(Я,и) принимает минимальные значения. следует отметить, что порог Рк(Р,и) в этой области может быть существенно ниже известного порога Блэйка, представленного на рис.5 штрих-пунктирной линией.

В конце главы 3 рассмотрена нелинейная динамика парогазового пузырька и рассмотрена генерация комбинационных частот при воздействии на него акустического поля. Задача решается с применением уравнений гидродинамики записанных в квадратичном приближении теории возмущений. Граничные условия на поверхности 4>в записываются с учетом законов сохранения массы, энергии, импульса и хинетики фазового превращения, основные исходные уравнения

К, см

кг« 10'3 ю-2 10-1К сл

Рис.5. Пороги роста парогазовых пузырь- Рис.6. Нелинейное сечение раеселншГка' ков в воде на частоте 50 кГц при кон- одном пузырьке для парогазовых пузырьков центрации растворенного газа в воде „ случае воды при Т=100°С, 20°С, 80°С со/сП=0.8 при различной температуре т различных частотах звука.

0%/1 Р?. с«'' 10'1в

ю-17 10'1» 10.19

Ю'го ю-21 10» 10"23 10

Вода: Т^ЮСРС. 80"С, го»С

линии: 771=3,8 «итриловгч* ликии: т=4,5 . '

1—, —•■•■■ - юо'с

■—, —•••■■ - М°С

атл"'

К, сл

Частота, кГч

Рис.7. Коэффициент нелинейного рассеяния звука Рис.в. Сжимаемость М пузырьков сг'2'п/|Р1|г в воде с парогазовьики пузырькали в Не-11 при Т-2 К на различных при Т=20°С, 80°С, 100°С при различны! частотах с учетом и без учета

функциях распределения по размерам

фазовых превращений

сформулированы в главе 2 и их решение найдено методом, подробно

описанным в главе 2. используя условие гораздо большей сжимаемости

пузырьков по сравнению с жидкостью и, напротив, - малой величиной

плотности, можно существенно упростить формулы, применяемые в (2)

главе г для ■ которые имеют следующий вид

Функция Вп(Я,Я) имеет сложный вид, определяемый различными - #

механизмами нелинеиности. следует отметить, что величина X /к X

р I 2

для случая газовых пузырьков при предельном переходе Л-»о

приводится к величине адиабатической сжимаемости X /X х* -» -г-

р 1 2Л-Ю

4. рассеяние акустических импульсов в жидкости с фазовыми включениями

в главе 4 представлены результаты теоретического исследования

рассеяния акустических импульсов на различных фазовых включениях:

газовых и паровых пузырьках, центрах кристаллизации, твердых

частицах. Проведено изучение рассеяния как в линейном, так и в

нелинейном режиме.

Особое внимание уделено изучению влияния функции распределения

на особенности рассеяния звука, последнее особенно важно при

изучении рассеяния звука на газовых пузырьках, которые, как

правило, имеют различные функции распределения по размерам д(Я).

начиная от широких, типичных для натурных условий

приповерхностного слоя моря, так и до узких распределений

различных типов, характерных для искусственных пузырьковых завес,

кильватерных следов, кавитационных течений, лабораторных установок

и т.д. Теоретические исследования проводились для стационарного

рассеяния в предположении монотонного характера функции

распределения пузырьков по размерам вида д(Я)=АЯ'а или функции

д(Я) с максимумом при Я=Я вида д(Я) * д (Я)+д (В) = -», п, в г г

■Л^ )*Л Я в(Яя'К). Выяснены условия, при которых обычное

резонансное рассеяние на газовых пузырьках превышает нерезонансное

рассеяние-, для монотонной функции д(Я) это имеет место всегда, г

для функции д(Я) с максимумом - только на достаточно низкок

частоте. Похазано.что на высоких частотах, превышающих критическую

частоту ис*ыд(Я), значительный вклад вносит нерезонансное

рассеяние. Таким образом, сечение обратного рассеяния звука на

пузырьках в жидкости на частотах и > приобретает частотно

независимый нерезонансный характер, который существенным образом отличается от случая частотно зависимого резонансного сечения рассеяния, поэтому по одному лишь характеру частотной зависимости уровня рассеянного в обратном направлении звука зачастую можно судить о существовании максимума функции распределения пузырьков по размерам, а также о значениях д(П) при кж^.

Далее в главе 4 рассмотрены особенности нестационарного рассеяния, как чувствительного и мощного инструмента для проведения акустической диагностики микронеоднородной среды. Суть метода заключается в следующем. Резонансные газовые пузырьки имеют достаточно высокую добротность, поэтому установление стационарных колебаний пузырьков на резонансе происходит не мгновенно, а как показано в главе 1, в течение некоторого времени, определяемого добротностью а . Применяя акустические импульсы различной длительности г по нарастанию рассеянного сигнала в зависимости от г можно определить вклад резонансных пузырьков в общее рассеяние звука различными неоднородностями.

вводя отношение рассеянного к падающему Р( давлению,

нормированного на длительность импульса -с. Ъ/(х)=(Ря/Р1 )/■/£, можно

получить следующую зависимость ,2

а'ь>("с; = »'"(.)Г(:А] (19)

пев Г ^(т)* ——• \а

2 I ' ' ■ Й. 1 о- • •

т/т ) = 1 - Г1-ехгр(-т/го^/(т/то), (20)

тг ЯЭд (К)/25(Я), го=С/гсГ (21)

что позволяет определить функцию распределения пузырьков в виде

д""(Я) =

п ев Я

Ц2(а)-Ш2(0)

(22)

Обозначения У(*) и Ы(О) отвечают условиям х » хо и т с то, соответственно. Таким образом, по формуле (22) функция распределения пузырьков по размерам может быть определена по данным обратного рассения акустических импульсов большой и малой длительности, одновременно следует отметить, что сечение рассеяния на остальных включениях (типа твердых частиц и т.п.; можно определить по формуле ст'"1» 2Ы(0 )/псв2. По виду функции У(х) можно также определить время не стационарности, то=0/пГ, а затем вычислить добротность пузырьков О на резонансной частоте

далее в главе 4 рассмотрены существенно новые виды акустической спектроскопии резонансных включений (пузырьков) в жидкости, основанные на идее нестационарного когерентного рассеяния с преобразованием частоты из ВЧ АМ или ФМ импульсной накачки вниз по

спектру, аналогично рассмотренным в главе 1 эффектам нестационарной нч раскачки осцилляторов (пузырьков) вч ам или фм импульсами. в случае вч лм накачки д(Я) можно определить в виде

д(Я)~—-----2—, од -п. (23)

пв*схЯгЯР(и 6т) <1Р \> "

и о 1

где индекс и отмечает резонанс на частоте накачки, <1Ру I > -

о

усредненное значение квадрата давления рассеянного нч сигнала, здесь спектроскопия резонансных включений осуществляется дискретно по радиусам Я-Я^л, где управляющим параметром является отношение преобразования частот л. выражение для д(Я) в случае ВЧ ФМ накачки записывается в виде, аналогичном (23).

Большое место в главе 4 уделено рассмотрению нелинейного рассеяния звука распределенными в жидкости газовыми пузырька ми различных размеров, при этом рассмотрено проявление эффектов нестационарности рассеяния акустических импульсов малой длительности, которые зачастую следует применять для получения хорошего пространственного разрешения. при рассеянии на совокупности пузырьков сечение нелинейного рассеяния в

приближении борновского рассеяния на разностной частоте (для бигармонической накачки) имеет вид

Га) пг(3г+2)гц* |КР |г ^ПР.Г

О" ра г.диНи ~ ' °ППоГ г " Г ' (25)

26и<°ы+1)) 2 1ка1 6а

где второй индекс указывает на резонансную частоту, на которой

пузырьки дают наибольший вклад в рассеяние эвуха. Функция Г(х/хо)

имеет такой же вид, что и для нестационарного линейного рассеяния

на пузырьках, видно, что при длинных импульсах т » т сечение

нелинейного рассеяния определяется суммой а ПРИ

коротких импульсах х « хо имеем ■ Результат существенно

зависит от вида функции распределения - в случае монотонной

функции д(Я) сечение нелинейного рассеяния на разностных частотах (г)

«г!' определяется пузырьками, резонансными на накачке, т.е. °П^пу^' "р" этом вклад нестационарного рассеяния незначителен и акустическая спектроскопия пузырьков в этом случае затруднена, т. к. на разностную частоту будут, в основном, откликаться только пузырьки резонансные на накачке, и поэтому для определения д(Я) потребуется изменение именно частоты накачки (а не разностной частоты) в широких пределах. однако, для случая функции

распределения с максимумом, когда частота накачки соответствует пузырькам на ниспадающей ветви функции распределения, можно получить обратное неравенство, а именно: Ор^ » ■ Именно в

этом случае следует учитывать эффекты нестационарного нелинейного рассеяния. По существу наличие нестационарного нелинейного рассеяния свидетельствует об определенном устройстве функции распределения пузырьков по размерам д(Я) - наличие максимума и его расположение между радиусом, резонансным на накачке и на разностной частоте, Я <я <й_. Отметим также, что только в этом

(х) пах и

случае возможна акустическая спектроскопия пузырьков с размерами

я0 > я .

Л аах

Представляло интерес также обобщение результатов, полученных для газовых пузырьков, на случай паровых и парогазовых пузырьков, когда следует учитывать фазовые превращения. Рассеяние звука в этом случае определяется не только эффектами механической сжимаемости, но также и эффектами фазовых превращений. это обстоятельство влияет на величину амплитуды рассеяния звука f и приводит к изменению сечения рассеяния на одиночном пузырьке в соответствии с формулой 4л|2, где г^01- амплитуда

рассеяния звука на фв без учета эффектов фазовых превращений, дополнительный вклад в амплитуду рассеяния f , обусловленный лишь эффектами фазовых переходов:

2 3

.(01 _ ры2Я3(0' в' ., ,гр»\ к\Я •) К'ео. г_э ,,, .

при рассеянии на совокупности пузырьков сечение рассеяния определяется формулой <r=ja¡(Iг)g(R)dЯ, зависящей от д(Я).

Подробный анализ показывает,что фазовые превращения, как правило, снижают коэффициент объемного рассеяния в случае широкого распределения пузырьков по размерам. Последнее имеет место, в основном, благодаря понижению резонансного максимума на частоте Миннерта по сравнению с чисто газовыми пузырьками. Это значительное снижение пульсаций на резонансе вследствие демпфирующего механизма фазовых превращений приводит в итоге к понижению общего коэффициента рассеяния, поскольку вклад резонансных пузырьков из-за их большого размера является значительным и для рассеяния звука он является определяющим. Таким образом, фазовые превращения приводят к понижению эффективности рассеяния звука - звук в основном поглощается, но не рассеивается. Интерес представляло также исследование рассеяния звука на

центрах кристаллизации (ц. к.) в кристаллизующейся жидкости. Здесь рассеяние звука, в отличие обычных твердых частиц, осуществляется при учете эффехтов фазовых превращений, приводящих к дополнительному изменению объема при пульсациях ц. к. за счет изменения массы. Показано, что влияние фазовых превращений начинает сказываться для ,ц.к. с радиусами, сравнимыми с длиной тепловой волны на данной частоте звукового поля, в случае широкой и монотонной функции распределения ц. к. по размерам влияние фазовых превращений начинает сказываться только на низких частотах звукового поля. Это обстоятельство связано в первую очередь с тем, что на высоких частотах из-за неравновесности фазовых превращений эффективность массообмена, приводящая к увеличению нелинейных колебаний, существенно снижается.

в главе 4 решена важная в практическом отношении задача о нелинейном рассеянии звука на твердых частицах без фазовых превращений. Задача о нелинейном рассеянии звука решена методом, аналогичным используемому в задаче о нелинейном рассеянии звука на пузырьках в жидкости. Рассмотрены наиболее типичные случаи нелинейного преобразования во вторую гармонику и в разностную частоту (при применении двухчастотной накачки). Сечение рассеяния для случая генерации второй гармоники можно получить в виде <г2^~Щ11(киН)*11гТл(РРи)г. а в случае нелинейного преобразования в разностную частоту - где Г=В/А - параметр

акустической нелинейности жидкости, видно, что сечение нелинейного рассеяния заметно превышает сечение нелинейного рассеяния

а^) при преобразовании в разностную частоту, таким образом, при проведении экспериментов в микронеоднородных средах с твердыми частицами более практичным является применение нелинейного рассеяния звука на второй гармонике (или на суммарной частоте в случае бигармонического возбуждения на накачке).

в конце главы 4 рассмотрено нелинейное рассеяние звука на парогазовых пузырьках и центрах кристаллизации с учетом фазовых превращений, сечение рассеяния на одиночном включении имеет сложный вид, определяемый формулой

2

^(РХЪ2)2*2

Р(27)

Коэффициент нелинейного рассеяния при этом определяется

интегрированием по функции распределения ц. к. по размера*! в соответствие с формулой о-12^(П}=Г<сг^^(1г.)>д(н.)сП?

с 2 )

на рис.6 представлены зависимости сечения рассеяния в

случае монодисперсного распределения пузырьков по размерам на различных частотах и при различных температурах воды, видно, что как и для случая газовых пузырьков, имеет резко выраженную

резонансную зависимость, отвечающую резонансу Миннерта на частоте накачки. Однако, с увеличением температуры резонансная кривая становится менее выраженной. На рис.7 представлены зависимости при различных функциях распределения по размерам и при различной температуре воды. Видно, что эффект нелинейного рассеяния весьма чувствителен к температуре, влияющей на относительное парогазосодержание в пузырьках и их динамику.

5. ЗАТУХАНИЕ И ДИСПЕРСИЯ ЗВУКА В МИКРОНЕОДНОРОДНЫХ ЖИДКОСТЯХ

в главе 5 теоретически исследовано поглощение и дисперсия скорости звука в микронеоднородной жидкости, содержащей парогазовые пузырьки или центры кристаллизации. Прежде всего, в рамках модели самосогласованного поля (на основе формулы фолди) получены выражения, определяющие поглощение и диспресию скорости звука в микронеоднородной жидкости с учетом фазовых превращений:

Ьс с -с г V сг ~1/2

с

(2В)

- -с КС ч

-яеш^г, -а.

1 V и к . >

где концентрация включений N = \д(Я)ст, Уо = ¿тгГ

объемная концентрация пузырьков радиуса Я, Дс=с -с , с и с -

скорость звука в жидкости с пузырьками и в чистой жидкости.

Показано, что влияние фазовых превращений приводит к дополнительному поглощению и дисперсии скорости звука. Для случая парогазовых пузырьков частотные зависимости коэффициента поглощения и дисперсии скорости звука сильно изменяются при изменении температуры. Особенно сильно это сказывается при приближении к температуре кипения, что связано с увеличивающимся влиянием фазовых превращений при увеличении концентрации паровой компоненты в парогазовых пузырьках при температурах, приближающихся к температуре кипения.

Получены также результаты для коэффициента поглощения и дисперсии скорости звука в рамках гомогенной модели.

»-ч^ктчн^г

Особенностью выражений (29)-(30) является то, что в общем случае они нелинейны по концентрации ФВ, что существенным образом отличает их от формулы (28). Показано, что в отсутствие фазовых превращений полученные выражения сводятся к известным из литературы.

Обсужден вопрос о влиянии вида функции распределения газовых пузырьков по размерам д(Я) на коэффициент затухания звука. Показано, что в случае монотонной функция д(П) практически всегда наблюдается резонансное затухание звука, 'с достаточной точностью можно считать, что коэффициент затухания звука в жидкости с

газовыми пузырьками равен а=——Срс2к;1,/2Ло3до=^вК036Г0. где

Ла=Лао" 700• ОД"^0- ПРИ наличии максимума в функции д(Я) большой вклад на высоких частотах и >и вносит также и нерезонансное поглощение.

Полученные для однородной среды результаты были

использованы при анализе влияния приповерхностного слоя газовых

пузырьков или ледовой шуги на особенности пространственного спада

уровня акустических сигналов, распространяющихся в условиях

приповерхностного звукового канала. показано, что влияние

пузырьков или центров кристаллизации заключается в эффекте

своеобразной экранировки пола на ближних дистанциях вследствие

аномально высокого затухания лучей с небольшими углами скольжения

Х<Хц и их дальнейшего исчезновения на далеких расстояниях =

1/2

(аьаЬ/аа) , где а^ - коэффициент затухания звука в однородной жидкости с пузырьками или ц. к., а - характерный вертикальный градиент скорости звука в приповерхностном слое с ФВ толщины Л). На расстояниях, превышающих определенное расстояние экранировки, распределение поля отвечает цилиндрическому закону с коэффициентом затухания, характерном для воды в отсутствие фазовых включений, но с меньшим суммарным уровнем сигнала, определяемым экранирующим действием приповерхностного слоя, зависимость величины эффекта экранировки поля, связанного с пузырьками, С от частоты и скорости ветра имеет вид Оценка величины € для типичной

глубины 100 м и при умеренных концентрациях пузырьков

(скорость ветра у^ - ю м/с) дает значение ^ ~ 0,1.

6. рассеяние звука сферой и цилиндром с учетом поглощения энергии

исследовано рассеяние звука на сфере и цилиндре с

произвольным соотношением между длиной волны и размером объекта. Принимались во внимание эффекты диссипации энергии при рассеянии звука, обусловленные в основном тепловым механизмом, при изучении рассеяния звука обычно учитывают вязкий и радиационный механизмы потерь. В главе в показано, что может иметь большое значение тепловой механизм потерь энергии при рассеянии звука. Рассмотрено влияние такого теплового механизма потерь энергии на спектральные характеристики рассеяния звуха сферой и цилиндром.

Амплитуда рассеяния С(в) для случая сферы имеет вид

{(в)т~Т[~ ^(2п+1)ТпРп(созв). (31) .

п

где Р (сове; - полиномы Лежандра, выражение для Г можно записать также с помощью формализма резонансной теории рассеяния в виде

Т=Т1ш}(1+а) а »-г V, „ (32)

п п п' пО/ Х~Х -11 /2 *

*—' па пш ■

где парциальная амплитуда рассеяния на мягкой сфере

Т^" (х)/Ь (х), н Ьп(х) - сферические функции Бесселя и

ханкеля, относительный механический (акустический) импеданс

г --, ширина резонансных линии при х»1 имеет простои вид

0 41 . ,_

Г=2^i('Z0+C¿^. тепловой импеданс ^'а~(1/с' )\/и>х' /2, функция

зависит от х сложньы образом и достаточно монотонна, с'

х "Цсп+Д+2т)~ - полюсы, отвечающие различным резонансам.

М £ С ^

Для оценки значимости теплового механизма потерь введен параметр выражающий отношение теплового и механического

импедансов. М=£^/г0=(Г/[и)1'\ где {и=[рс-г/(У-1 )рсх]2/пх'. который показывает, что на высоких частотах ширина

С1

резонансных линии Г определяется тепловыми потерями Для

случая пузырька в воде критическая частота равна « 10 кГц.

Аналогичные результаты получены для цилиндрических объектов. Таким образом, тепловой механизм потерь приводит к увеличению ширины резонансных линий при рассеянии звука и уменьшению высоты этих резонансных линий. При определенных соотношениях между механическим и тепловым импедансами происходит исчезновение резонансов при рассеянии звука. В случае объектов с механическим импедансом близким или больше импеданса окружающей объект среды, наличие дополнительного теплового импеданса приводит к сдвигу положения резонансных линий сравнительно со случаем отсутствия

теплового импеданса. Установлено, что их значение особенно велико для объектов с малым импедансом по сравнению с окружающей средой, таких хак пузырьки в жидкости или жидкозаполненные полости в твердом теле.

7. ОТРАЖЕНИЕ ЗВУКА ОТ МЕЖФАЗНЫХ ПОВЕРХНОСТЕЙ С УЧЕТОМ

диссипации энергии

в главе 7 рассмотрено влияние процессов фазовых превращений на величину коэффициентов отражения и прохождения звука в случае классической жидкости для случая наклонного падения звука на границу раздела различных фаз. Известно, что при наклонном падении звука на границу раздела двух сред при некоторых углах падения возникает значительное поглощение звуковой энергии в тонком слое вблизи границы, приводящее к резким аномалиям в коэффициентах отражения и прохождения звука, этот эффект был впервые предсказан Б. П. Константиновым в 1939 г. при рассмотрении отражения звука от границы абсолютно жесткой и идеально теплопроводящей среды, например, металлической поверхности в газовой среде. В дальнейших работах выяснилось, что эффект Константинова имеет место не только на границах абсолютно жестких и идеально теплопроводящих сред, но и на границах более часто встречающихся сред, таких как жидкости и газы или жидкости с различными параметрами. в главе 7 показано, что эффект Константинова может играть большую роль также и в случае наклонного падения звука на границу раздела фаз, когда на ней под действием звука происходят фазовые превращения.

Задача ставилась следующим образом. Была записана система линеаризованных уравнений гидродинамики с граничными условиями, применительно к отражению и прохождению звука на границе раздела фаз с учетом фазовых превращений, предполагалось, что на такую границу падает плоская гармоническая звуковая волна. для конкретности полагалось, что волна падает из жидкости на полупространство, состоящее из изотропной твердой фазы. Достаточно просто было произвести обобщение на случай границы раздела жидкости с паром.

Получены выражения для коэффициента отражения, прохождения и трансформации из продольной в поперечную волну. Выражение для коэффициента отражения звука г записано в виде

л- сод!: Ъ\%\. ™ -Ху>

где выражение г (в) определяет относительный импеданс на границе

раздела сред без учета теплопроводности, вязкости и фазовых превращений. Выражения 2г(в) и определяют относительные

импедансы, учитывающие соответственно диссипацию энергии за счет, соответственно, теплопроводности и вязкости. Выражение 24(в) определяет относительный импеданс. связанный с фазовыми превращениями:

С" с' г , крс -.игС 1+1их

■ 2 * р' р' -1 2 где величины хит определяют характерные времена релаксации С*Х'С & С'х' г , <рС ч1/2-,

Уггех? V ггс-[1+ггр^ • (35;

в (Г С 2 9 21- 4 г р'

Функция г^се; представляет собой обычное выражение для относительного импеданса в формулах Френеля, справедливых в случае идеальных сред без учета диссипации энергии звука на границе раздела сред. Функции 2г(в) и г (в) учитывают эффект Константинова, написанный для случая межфазной поверхности, на которой просходят фазовые превращения, выражения г2(в) и гз(в) совпадают с соответствующими выражениями относительно импеданса в формулах Константинова при отсутствии фазовых превращений.

Отражение от границы раздела идеальных сред, в которых диссипация энергии звука отсутствует, реализуется, если в формулах для 2^(0) пренебречь членами, связанными с вязкостью, теплопроводностью и фаэовьми превращениями. Тогда получаем 2: =Х =2 =0, т.е. остается лишь одно слагаемое г (в).

2 3 4 11 '

Полученные результаты качественно можно объяснить следующим образом. Величина эффекта Константинова определяется величиной градиента температуры вблизи границы раздела фаз, который в отсутствие фазовых превращений определяется разностью адиабатических колебаний температуры, обусловленных волной в жидкости и в твердом теле. Если на границе раздела фаз существуют фазовые превращения, то разность температуры определяется разностью адиабатических колебаний температуры в жидкости и равновесных колебаний температуры на межфазной поверхности. Поскольку разность температуры во втором случае выше, то и эффект Константинова в случае границы с фазовыми превращениями больше по сравнению со случаем их отсутствия.

В. ОСОБЕННОСТИ АКУСТИКИ МИКРОНЕОДНОРОДНОЙ СВЕРХТЕКУЧЕЙ ЖИДКОСТИ

В главе 8 проведено обобщение полученных для классических жидкостей результатов на случай квантовой жидкости - сверхтекучего гелия Не*. Существенной особенностью Не-11 является наличие

второго звука - слабозатухающих колебаний температуры, связанных со специфическими квантовыми механизмами передачи тепловых возбуждений, которые приводят к сверхтеплопроводности и таким образом к резкой активизации всех тепловых процессов при динамике ФВ с учетом фазовых превращений. Для того, чтобы получить результаты для линейной динамики ФВ в Не-11 во всех выражениях для линейных величин, написанных для классических жидкостей, оказывается достаточно изменить величину скорости тепловой волны на скорость второго звука с по формуле с* = с*о + с*. в которой величины сх и сг представляют собой скорость второго звука в отсутствии диссипации в гелии и скорость тепловой волны, равные,

соответственно

1/2

р. ' 2

М

с = -¿их Так, для Не-11

выражения для собственной сжимаемости парового пузырька К (Я,и) и

функции й(Я,и) существенно упрощаются и практически во всей

с2

области существования Не-11 (при условии рТ^'д- > I ), за исключением малой окрестности Л - перехода, можно записать в виде

■ - «-¿[ййНд.

р 1 J

где 0о - собственная сжимаемость фазового включения без учета фазовых превращений, /Зо« + а'чр<Г.

На рис.8 представлена зависимость сжимаемости х=к/(2 от радиуса Н парового пузырька в Не-11 при т=2К. Характерной особенностью полученной зависимости является отсутствие резонанса миннерта, который, как показано в главе 2, обычно присутствует при динамике паровых пузырьков в классической жидкости. На рис.8. 1 представлены также кривые для квазигазовых пузырьков в Не-11, когда фазовый переход отсутствует, что формально выражается в уменьшении коэффициента аккомодации. Видно, что резонанс Миннерта в этом случае имеется. Это обстоятельство объясняется тем, что наличие фазовых превращений на поверхности паровых пузырьков способствует значительному увеличению постоянной затухания этих пузырьков по сравнению с квазигазовыми пузырьками без фазовых превращений. Если постоянная затухания достаточно велика, тогда собственные колебания пузырька отсутствуют. именно этим объясняется отсутствие резонанса миннерта для паровых пузырьков в Не-И при большом коэффициенте аккомодации.

Имеются также отличия в нелинейной динамике ФВ. Прежде всего, отличие полученных выражений для средней скорости <К> от случаи

с «* 20

классической жидкости отражает специфику гидродинамических явлений в Не-И. Оказываете«, что скорость <к> существенно зависит от кинетического коэффициента Л, определяющего кинетику фазового превращения, и, в отличие от классической жидкости, не зависит от коэффициента теплопроводности к, содержащегося в выражениях <к> для случая классической жидкости, это объясняется конвективным характером теплообмена в Не-11 за счет так называемой "внутренней конвекции", обусловленной наличием сверхтекучей и нормальной компонент, вследствие такого теплообмена происходит чрезвычайно быстрое выравнивание температуры, поэтому, в отличие от классической жидкости, скорость отвода тепла от межфазнон поверхности не является лимитирующей для динамики включений в Не-ХХ. Лимитирующим механизмом является медленный, по сравнению с теплоотводом, механизм фазовых превращений, определяющий с помощью кинетического коэффициента Л характерный масштаб скорости изменения среднего радиуса <Я>.

В заключение в главе 8 рассмотрено распространение звука в Не-ХХ с включениями в приближении среднего поля, являющегося обобщением результатов для классической жидкости - формализма Фолди. Результат, полученный в главе 5, обобщен на случай Не-11, при этом эффективные волновые числа к и к определяются следующими формулами

(37)

к2 =Лг+4лл/(т' го 2 г

к' =к+4ппГ, , п}" 1 1

где Г и Г - амплитуды монопольного рассеяния первого и второго звука на одиночном включении, выражение для { имеет вид, сходный с Сх для классической жидкости, при условии замены с2 на сг-Выражение для амплитуды рассеяния Г^7' для случая включений без фазовых превращений имеет вид

кгя3

г

В

1--

(38)

случае паровых пузырьков или центров кристаллизации выражение амплитуды рассеяния приобретает следующий вид:

3 2РС ~2 О

2

1+арс2(1-1кЯ)ба

~ 1-1к Я

-£л_

«г 0

а- с-

_л+_СГ

с1 С сг р

(39)

в главе 8 показано, что поглощение звука в Не-11 даже при небольшой концентрации фазовых включений превышает поглощение звука в чистом Не-11 без фазовых включений. 9. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ РАССЕЯНИЯ ЗВУКА В МОРСКОЙ СРЕДЕ

т с)

В главе 9 рассмотрено рассеяние звука на различных

микронеоднородностях морской среды и сформулированы принципы дистанционной нестационарной акустической спектроскопии, позволяющей отделять рассеяние на резонансных включениях типа газовых пузырьков от рассеяния на других микронеоднородностях. Показано, что задача определения размеров и распределения пузырьков газа и других включений может быть решена методом акустической спектроскопии с применением нестационарного рассеяния акустических импульсов различной длительности и частоты, который наиболее просто реализуется с применением параметрических акустических излучателей. Параметрические акустические излучатели находят широкое применение в акустике океана из-за их уникальных свойств - широкополосности, высокой направленности излучения в широком диапазоне частот, а также отсутствия боковых лепестков в диаграмме направленности. Благодаря перечисленным свойствам задача исследования рассеяния звука в океане, связанная с дистанционной нестационарной акустической спектроскопией, то есть, с задачей определения размеров и распределения пузырьков газа и других включений, может быть решена с применением параметрических акустических излучателей.

В главе 9 описана установка для исследования рассеяния звука в море с применением параметрических акустических излучателей, управляемая измерительно-вычислительным комплексом. с помощью которой получены основные результаты в экспедиционных работах в 80-х годах, функцию распределения пузырьков согласно результатам, представленным в главе 4, можно найти по формуле (22). На рис.9 представлена усредненная функция распределения пузырьков по размерам д(я,г), полученная в субарктических водах северной части Тихого океана. Следует обратить внимание на то, что с увеличением глубины изменяется показатель степени п в аппроксимирующих эти данные зависимостях д(Н)=АЯп, который, как правило, увеличивается. Коэффициент А также зависит от глубины г, уменьшаясь по экспоненциальному закону А ~ ехр(-г/Ь), где параметр I, заключен в пределах от 0,6 до 1,0 м. В главе 9 представлены также результаты измерений д(К) для шельфовой зоны (бухта витязь, залив Петра Великого, Японское море) на различных глубинах. Отмечается, что функция д(Я) характеризуется степенной зависимостью д - яГп, причем в отличие от результатов для открытого океана здесь наклон кривых д(Я) не изменяется с глубиной и сами значения д(Я), взятые вблизи поверхности и на большой

Рис. 9. Функция распределения пузырьков д(К,г) по размерам для субарктических водных масс

Рис.П. Нелинейный параметр припо- Рис.10. Трехмерное изображение эеолто-верхностпного слоя морской воды ции функции распределена пузырьков

(субарктическая зона Тихого океана, по размерам д(Я) в кильватерном следе усредненные данные] за различными катерами:

а) с одним винтом; б) с двумя винтамъ

глубине, отличаются незначительно. В этом полученные результаты согласуются с результатами зарубежных работ, полученных в мелководном шельфе Северного моря (платформа NORDSEE).

В главе 9 показаны также большие возможности изучения пространственного распределения пузырьков в море разработанным методом дистанционной акустической спектроскопии, результаты были получены при обработке результатов обратного рассеяния неоднородностями среды узколучевого зондирующего импульса, излучаемого параметрическим излучателем горизонтально или вертикально до больших расстояний. в частности, показано "мгновенное" горизонтальное изменение концентрации пузырьков с различными радиусами на фиксированной глубине в открытом океане, обусловленное наличием распределенных в приповерхностном слое моря облаков пузырьков, образующихся при обрушении поверхностных волн# и захваченных ленгмюровской циркуляцией в ячейки Ленгмюра. следует подчеркнуть, что, согласно представленным в главе 9 результатам, структура пелены пузырьков, образуемых ветровыми волнами, может резко отличаться на различных частотах. Такое обстоятельство связано с эффектом перестройки спектра размеров пузырьков после обрушения волн за счет, с одной стороны, всплытия пузырьков, а. с другой, - за счет их растворения.

Представляло интерес исследовать эволюцию распределения . пузырьков в возмущенной морской воде к типичному распределению в невозмущенном море. Для этого были проведены эксперименты по измерению д(Я) в кильватерном следе за небольшими катерами различных типов. На рис. ю представлена 3-х мерная картина эволюции g(R,t) в возмущенном приповерхностном слое морской воды после прохождения катеров. Видно, что характерное время жизни возмущения, регистрируемое указанным способом, составляет примерно 4+5 минут. По истечении этого времени можно считать распределение пузырьков равновесным, отвечающим невозмушенным условиям моря, видно, что с течением времени после прохождения катера в кильватерном следе происходит сложная эволюция функции распределения пузырьков по размерам - наблюдаются эффекты как первоначального увеличения концентрации пузырьков и только затем резкого спада (при больших J?), так и равномерного спада в течение всего времени эволюции следа (при малых R) .

В качестве аппроксимирующей функции по нашим данным следует выбирать степенную функцию вида g(R) - А- e"I/LR"n(I>, где

показатель степени л изменяется в пределах от 2,5 до 4,5, увеличиваясь с глубиной, причем на глубинах м величину п

можно считать примерно равной п=*3,5-4. Наиболее типичная величина п, которая, видимо, отвечает устоявшемуся спектру пузырьков в приповерхностном слое моря, составляет п "3,8 . максимальная глубина проникновения пузырьков в глубоком море равна 15 метров при скорости ветра меньше 11 м/с. Глубина экспоненциального спада концентрации пузырьков ь примерно равна среднеквадратичному

значению высот поверхностных волн 1,=»<£г>=(2+4,0.)-10~3[/о5,

где и - скорость ветра в м/с на высоте 10 м над уровнем моря, Ь дается в метрах. Как правило, в субарктических водных массах концентрация пузырьков оказывается на один или два порядка выше концентрации пузырьков в субтропических водах. 10. АКУСТИЧЕСКАЯ НЕЛИНЕЙНОСТЬ ДВУХФАЗНЫХ СРЕД

в начале главы ю проанализированы наиболее популярные современные модели акустической нелинейности Г=В/А жидкостей с фазовьми включениями в виде твердых частиц - суспензий и осадков. Показано, что имеющиеся в настоящее время модели не в состоянии достаточно точно определить нелинейный параметр сразу во всем диапазоне изменения концентрации частиц в жидкости. наилучшие результаты были получены при использовании моделей Апфеля и Ховема. Анализ различия между моделями Апфеля и Ховема показал, что оно появляется вследствие различных методов осреднения сжимаемости суспензий при получении эффективной сжимаемости. В результате это дает систематическое превышение результатов модели Ховема над результатами модели Апфеля:

д^-, ,,, .

В главе 10 проведено усовершенствование моделей Апфеля и Ховема и обобщение результатов на случай многокомпонентной суспензии. Была разработана гомогенная модель акустической нелинейности многокомпонентных суспензий, получено:

+ о-***2 (41>

выражение (41) можно также записать в виде

Таким образом, результат для эффективного нелинейного параметра отличается как от модели Апфеля, так и от модели Ховема, занимая промежуточное положение между этими моделями. Было указано на

источники неточностей, содержащихся в моделях Апфеля и ховема.

Для концентраций суспензии, не превышавших ЮХ. были получены приближенные формулы для параметра акустической нелинейности Г и нелинейного параметра с-(Г+2)/2. показано, что при малой концентрации ЪГ/Гг"х(Г(+2)/Гг, в то время как Дс/с « х.

Рассмотрена акустическая нелинейность жидкости с газовыми пузырьками, когда наблюдается генерация второй гармоники и разностной частоты при бигармоническом возбуждении. Показано, что акустическая нелинейность жидкостей с газовыми пузырьками зависит как от частоты звука, так и от характера функции распределения пузырьков по размерам д(Л). Для типичных величин концентрации пузырьков и для функции распределения д(Я) с максимумом влияние пузырьков резко уменьшается с увеличением частоты в случае генерации второй гармоники. В случае генерации разностной частоты имеется более сложная зависимость, однако, для монотонной функции распределения пузырьков по размерам акустическая нелинейность увеличивается с уменьшением разностной частоты.

Рассмотрены особенности генерации второй гармоники в среде со взвешенными частицами. Показано, что эффективность X связана как с плотностью частиц, так и их концентрацией. Показано, что в принципе возможно проводить нелинейную диагностику таких суспензий при условии отсутствия посторонних газовых пузырьков, в случае газонасыщенных осадков эффективность К будет определяться, главным образом, параметрами содержащихся в суспензии пузырьков.

11. НЕЛИНЕЙНЫЕ ЭФФЕКТЫ ПРИ РАСПРОСТРАНЕНИИ ЗВУКА

В ЖИДКОСТИ С ФАЗОВЫМИ ВКЛЮЧЕНИЯМИ

В главе 11 рассмотрены нелинейные эффекты, возникающие при распространении звука в жидкости с фазовыми включениями и объединенные общими закономерностями и общим подходом к решению задач. Здесь основное внимание уделено практически интересному случаю распространения звука в приповерхностном слое моря, содержащем газовые пузырьки. Следующий пример сложной среды - это жидкость с фазовыми включениями вблизи фазового перехода, когда следует учитывать фазовые превращения: кристаллизующаяся или кипящая жидкость. Основное внимание здесь уделено выявлению закономерностей поведения акустической нелинейности такой среды.

Эффективность нелинейного параметрического взаимодействия в воде с газовыми пузырьками рассмотрена на примере эффективности параметрических излучателей в приповерхностном слое морской воды.

показано, что она возрастает при определенных значениях концентрации и зависит от вида функции распределения пузырьков по размерам. В зависимости от соотношения между параметрами излучателей, диаметром <1 и частотами и, П, существуют различные режимы работы параметрических излучателей:

а). режим Вестервельта, пй2 /4\»1/аи, соответствует случаю, когда волна накачки затухает на прожекторном участке и длина взаимодействия определяется длиной затухания;

б) . режим Еерктея, пс!2/4Л«1/ац, отвечает ситуации, когда взаимодействие происходит на стадии сферически расходящихся волн. Наиболее сильно наличие пузырьков газа в жидкости влияет на излучатель, работающий в режиме Берктея.

Влияние пузырьков имеют экстремальный характер,- до некоторой концентрации амплитуда ВРЧ растет, а затем сказывается

влияние более сильного затухания на пузырьках, приводящее к ее эспоненциальному уменьшению. Это связано с тем, что одновременно с увеличением нелинейности в среде и "усилением" сигнала происходит его ослабление из-за увеличения затухания звуковой волны на пузырьках. С увеличением расстояния максимум коэффициента эффективности сдвигается в область меньших д. что физически связано с уменьшением вклада затухания в эффективность генерации сигнала волны разностной частоты. На примере конкретных параметрических излучателей, применявшихся нами в

акустико-океанологических исследованиях, показано, что присутствие пузырьков эффективно до расстояний примерно г*20 м. на расстояниях г * 50 м наличие слоя пузырьков не дает выигрыша в величине поля по сравнению с чистой жидкостью. Рассмотрена также эффективность нелинейного параметрического взаимодействия в слоях морской воды, содержащих газовые пузырьки с неоднородным распределением по глубине. Показано, что для уменьшения эффектов дополнительного поглощения звуковой энергии, а также для уменьшения нежелательных пространственных осцилляций амплитуды волны разностной частоты следует "выводить" звуковой пучок из слоя воды с высокой концентрацией пузырьков. последнее обстоятельство приводит к практическим рекомендациям о необходимости наклонной ориентации оси излучения параметрического излучателя в приповерхностных слоях с достаточно высокой концентрацией пузырьков.

Проведено теоретическое исследование параметра акустической нелинейности с в кристаллизующейся жидкости, а также в кипящей

или кавитирующей жидкости с фв. эффективный нелинейный параметр с жидкости с ФВ с учетом фазовых превращений определен с использованием полученных в главах 2, з соотношений для нелинейной восприимчивости и нелинейной сжимаемости ФВ - центров кристаллизации или парогазовых пузырьков. Выражение для с^ получено при использовании гомогенной модели сплошной среды:

где нелинейный параметр с0е(*) характеризует жидкость без фазовых превращений. Дополнительное изменение нелинейного параметра с(х) связано с фазовыми превращениями (а в случае пузырьков и с их динамическими свойствами) и определяется следующим выражением

£00=^—(43)

где индекс "■>" означает производную по давлению. Видно, что при условии отсутствия фазовых превращений, когда имеется равенство Р'=х, получаем соотношение с (х)=е (х), подробно обсужденное в главе Ю. Показано, что, как правило, нелинейный параметр резко увеличивается при наличии фазовых превращений, что связано с появлением дополнительного механизма нелинейности, обусловленного фазовым превращением, наиболее значительное увеличение нелинейного параметра происходит в случае, если в среде находятся ФВ с размерами, близкими к длине тепловой волны на частоте звука.

12. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ АКУСТИЧЕСКОЙ НЕЛИНЕЙНОСТИ

ПРИПОВЕРХНОСТНОГО СЛОЯ МОРСКОЙ ВОДЫ в главе 12 предложен и аппробирован в натурных морских условиях метод измерения нелинейного параметра морской воды, основанный на измерении эффективности генерации разностной частоты с применением параметрических акустических излучателей. Особенностью предложенного метода является применение параметрических акустических излучателей в режиме Берктея, что позволяет избавиться от неоднозначности, связанной с одновременным влиянием акустической нелинейности и поглощения звука, характерной особенно для режима Вестервельта.

Получены экспериментальные значения величины нелинейного параметра в приповерхностном слое океана до глубины 20 - зо м. Полученные значения свидетельствуют о значительном превышении величины нелинейного параметра в области разностных частот от 5 до 50 кГц его термодинамического значения (не зависящего от частоты) для морской воды с «3-4. Указанное обстоятельство связано с

наличием газовых пузырьков в приповерхностном слое океана, получены глубинные зависимости нелинейного параметра, имеющие экспоненциальный характер спадания. Установлена характерна« толщина слоя с повышенным значением нелинейного параметра, который согласуется с толщиной слоя приповерхностных пузырьков.

Получены экспериментальные зависимости нелинейного параметра от разностной частоты, которые можно аппроксимировать степенной зависимостью вида сп = Д*П", где величина т обычно составляет величину от -0.5 до -0,2. Экспериментальные результаты проанализированы в рамках модели, учитывающей нелинейное преобразование частоты звуховой волны пузырьками газа. Показано, что полученные частотные зависимости удовлетворительно согласуются с модельными расчетами.

На основе полученных результатов построена приближенная усредненная картина поведения нелинейного параметра в зависимости от частоты и глубины для районов, приближенных к субарктическим и субтропическим районам тихого океана, на рис.1) представлены результаты для субарктических водных масс. Видно, что характер зависимости с(Т, zJ подобен картине распределения пузырьков в приповерхностном слое, представленной на рис.9.

основные выводы

разработан метод решения задач о нелинейном взаимодействии звука с различного рода фазовыми включениями, с учетом межфазного тепло и массобмена и кинетики фазового превращения. Метод основан на последовательном применении теории возмущений в квадратичном приближении и принципа разделения частот во всех гидродинамических уравнениях и граничных условиях на движущейся поверхности фазового включения. Разработанный метод позволил решить целый ряд задач, имеющих важное значение для акустики микронеднородных сред. в частности, был сформулирован метод акустической спектроскопии резонансных включений, основанный на нестационарном взаимодествии акустических импульсов с фазовыми включениями. Метод прошел практическую агшробацию в натурных экспериментальных исследованиях. В целом проведен следующий комплекс новых разработок в акустике микронеоднородных сред.

Теоретически исследована динамика центров кристаллизации (ц.к.) в звуковом поле с учетом неравновесности фазового превращения, проанализировано влияние примесей на динамику ц.к. и

показано, что поведение ц. к. в акустическом поле существенно отличается от поведения твердых частиц без фазовых превращений. Рассмотрено влияние периодически чередующихся в звуковом поле фазовых переходов на нелинейную генерацию радиально-симметричных пульсаций ц.к. на комбинационных частотах звукового поля.

Теоретически исследована динамика парогазовых пузырьков с учетом совместного действия процессов диффузии газовой компоненты, а также испарения и конденсации жидкости и пара на межфазной поверхности и показана важность учета механизма "зацепляющегося" характера теплопроводности с диффузией газовой компоненты, приводящих к существенному изменению характера динамики парогазовых пузырьков по сравнению с чисто газовыми или паровыми пузырьками. Рассмотрено влияние фазовых переходов на нелинейную генерацию колебаний пузырьков на комбинационных частотах.

Исследована нестационарная динамика газового пузырька в поле импульсной накачки. в том числе исследовано когерентное взаимодействие высокочастотных (ВЧ) амплитудно-модулированных (АМ) и фазовоманипулированных (ФМ) импульсов, приводящее к сильной избирательной раскачке резонансных пузырьков на низкой частоте (НЧ). Кроме того, рассмотрена нелинейная генерация нч колебаний газовых пузырьков в нестационарном режиме при воздействии на них бигармоническими импульсами, типичными для целого ряда практически интересных режимов работы акустических параметрических излучателей.

исследовано линейное и нелинейное рассеяние звука на различных фв с учетом механизмов фазовых превращений на поверхности фв, а также с учетом когерентных эффектов нестационарной раскачки колебаний под действием ам и фм вч импульсов, проанализировано поведение сечения рассеяния звука при различных функциях распределения фв по размерам, особенно важное для случая пузырьков, являющихся наиболее типичными фв в реальных жидкостях. Показана важность рассмотрения нестационарных эффектов рассеяния звука на резонансных включениях. позволяющих осуществлять акустическую спектроскопию именно таких включений, отделяя вклад любых других нерезонансных включений.

Исследованы поглощение и дисперсия скорости звука в жидкостях с учетом фазовых превращений при различных функциях распределения ФВ (ц. к. и газовых и парогазовых пузырьков ) по размерам, что является важным фактором, сильно влияющим на величины поглощения и дисперсии скорости звука в реальных жидкостях.

Проведены исследования рассеяния звука на больших фв с учетом эффектов диссипации энергии вблизи поверхности фв (эффектов теплопроводности и вязкости), когда снято ограничение на малость размеров фв по сравнению с длиной волны звука, показано для случая сферы и цилиндра, что указанные эффекты приводят подобно малым фв к уширению и смешению резонансных кривых, отвечающих генерации волн различного типа (в том числе на поверхности фв), вплоть до их полного исчезновения (в зависимости от частоты звука и теплофизических характеристик жидкости).

Исследована связь коэффициентов отражения и прохождения звука с кинетикой фазового превращения на границе раздела фаз жидкость-пар и жидкость-твердое тело, получены аналоги формул Френеля для коэффициентов отражения, прохождения и трансформации из продольного в поперечный звук (в случае твердого тела). Показано, что диссипативный эффект типа эффекта Константинова, основанный на необратимом теплообмене и трении, в случае фазовых превращений усиливается вследствие дополнительного диссипативного механизма, связанного с неравновесностью фазового превращения. Последнее может быть использовано для исследования кинетики кристаллизации и плавления акустическими методами.

проведено обобщение полученных для случая классической жидкости результатов на случай сверхтекучего гелия Не-11. В частности, показано, что учет фазовых превращений в Ие-и с паровыми пузырьками или ц.к. приводит к дополнительному поглощению и дисперсии 1-го и 2 -го звуков.

На основе разработанных теоретических представлений проведены экспериментальные исследования нестационарного рассеяния в морских условиях применительно к изучению распределения пузырьков в морской воде при различных условиях. С помощью параметрических излучателей получены данные о функции распределения пузырьков в широком интервале размеров.

Проведено теоретическое изучение акустической нелинейности жидкости с различными ФВ типа газовых или парогазовых пузырьков, ц.к. на примере преобразования из высокочастотной области в низкочастотную область спектра, что представляет практический интерес. Полученные результаты свидетельствуют о наличии сильной зависимости нелинейного параметра микронеоднородных жидкостей с ФВ от их структуры - наличии фазового перехода, характера функции распределения ФВ по размерам и общей концентрации ФВ в жидкости.

проведены экспериментальные исследования акустической нелинейности верхнего приповерхностного слоя моря, содержащего пузырьки. Показано, что экспериментальные результаты о нелинейности приповерхностного слоя моря согласуются с теоретическими значениями, получаемыми на основе развитой в работе теории, дополненной экспериментальными результатами измерения функции распределения пузырьков по размерам в тех же районах моря.

СПИСОК ОСНОВНЫХ ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Буланов в. а. Фазовые превращения в переохлажденной жидкости в ультразвуковом поле //в кн. : IX всесоюзн. акуст. конф.

М. :АКустич. ин-т. 1977. МШу-4. С.69-72.

2. Akulichev V.A., Alekseev V.N., Bulanov V.A., Yushin V.P. Phase transformation in liguid by rectified heat transfer in sound field // In: Proceed. 9th Int. Congress on acoust. Madrid. 1977. p.560K.

3. Алексеев в.н., Буланов в. А. Об уравнениях динамики сферической полости в сжимаемой жидкости в звуковом поле // Акуст.Ж. 1979. Т.25. ВЫП.6. С.921-925.

4. Буланов в. А. кристаллизация переохлажденной жидкости в звуковом поле. Стационарная динамика зародышей кристаллической фазы в жидкости// Акуст. журн. 1979. т. 25. Вып. 3. С. 358-366.

5. Буланов В.а. воздействие звука на кристаллизацию жидкости. Отчет Акустического института. Гос.per. ЛЯ26372. М. : Акустич.ин-т. 1979. 87 с.

6. Akulichev V.A., Bulanov V.A. Sound propagation in a liquid with phase transformations // In: Proceed. 10th Int. Congress on acoust. Sydney. 1980. P.H-1.

7. Акуличев в.А., Буланов В.А. Распространение звука в кристаллизующейся жидкости// Акуст. журн. 1981. т.27. Вып. 5. С.678-686

8. в. а. Акуличев, В.А.Буланов, А.О.Максимов. коллективные колебания пелены пузырьков в жидкости и процесс выпрямленной диффузии. / в сб.: Физика и химия океана. Вып. 4( часть 1). Севастополь:МГИ АН УССР. 1982. С.41-43.

9. Акуличев в.А., Буланов в.А., Половинка ю.А. влияние направленной теплопередачи и направленной газовой диффузии на пороги роста кавитационных пузырьков в звуковом поле / В кн.: Распространение акустических волн. Владивосток.-ДВПИ. 1982. С.77-79.

10. Акуличев В.А., Буланов в.А., Половинка Ю.А. Распространение звука в жидкости с парогазовыми пузырьками. / В кн. : Распространение акустических волн. Владивосток: ДВПИ. 1982. С.79-82.

11. Акуличев В.А., Буланов В.А., Кленин С.А., Киселев В.Д. Исследование обратного рассеяния звука и распределение пузырьков по размерам в море // X всесоюз.акуст.конф. м. :АКИН. 1983. Ду-8. С. 89-92.

12. Akulichev V.A., Bulanov V.A. Crystallization nuclei in liquid in a sound field.// Int. J. Heat. & Mass Transfer. 1983. V.26. No 2. P.289-300.

13. Акуличев В.а., Буланов В.А., Кленин с.А., Киселев В.д. Применение параметрических излучателей для исследования распределения пузырьков по размерам в море // В сб. : Прикладная акустика. 1983. Jt9. Таганрог: ТРТИ. с. 116-120.

14. Акуличев В.А., Буланов В.А., Воронина л.Г. и др. Исследование рассеяния и затухания звука в морской воде с пузырьками// Отчет по НИР "Мальта". Гос. per. НЯ26181. Владивосток: ТОЙ ДВНЦ АН СССР. 1983. 107 С.

15. Акуличев В.А., Буланов в.А., кленин с.а., Киселев в.д. Исследования распределения пузырьков по размерам в море // в кн.: проблемы научных исследований мирового океана. Тез. докл. 4 всес. конф. "Мировой океан" Секц. ю. Владивосток: двпи. 1983. С.31-33.

16. Акуличев В.А., Буланов В.А., Половинка Ю.А. Динамика парогазовых пузырьков в жидкости в звуковом поле - в кн.: Акустические исследования жидкости с фазовыми включениями. Владивосток: ДВНЦ. 1984. С.20-33.

17. Акуличев В.А., Буланов в.А., Кленин С.А., Киселев В.Д.. Уханев с. С. Исследование рассеяния звука и распределения пузырьков по размерам в море //В кн.- Акустические исследования жидкости с фазовыми включениями. Владивосток:ДВНЦ. 1984. с.41-49

18. Акуличев В.а., Буланов В.а., Кленин С.А. Исследование нестационарного рассеяния звука на микронеоднородностях морской воды // Отчет по НИР "Мальта", roc. per. ЯЯ26781. Владивосток-. ТОЙ ДВНЦ АН СССР. 1984. 32 с.

19. Akulichev V.A., Bulanov V.A., Klenin S.A., Kiselyov V.D. The application of parametric acoustic sources for the study of sound scattering in sea water. // Proceedings of 10th Inst.Symp. Nonlinear Acoust..Kobe : Teikohsha Press, 1984. P.109-113.

20. Акуличев В.А.. Буланов В.а.. Половинка Ю.А. Совместное действие механизмов нвправленной теплопередачи и выпрямленной газовой диффузии на динамику парогазовых пузырьков в звуковом поле. В кн. : Акустическая кавитация и применение ультразвука в химической технологии. Тез. докл. Всес. научн. симпозиума, славское, 1985. с. 18.

21. Akulichev V.A., Bulanov V.A. , Polovinka Yu.A. Rectified gas diffusion and rectified heat transfer at vapour-gas babble dynamics in a sound field. // In.: Proc. Ultrasonics Int. Symp.85. London 1985. p.249-253.

22. Акуличев В.А., Буланов в.А., Половника Ю.А. исслсдоианис парогазовых пузырьков в жидкости в звуковом поле. Направленный тепломассоперенос // Заключит, отчет по проекту "Акустика". Гос. per. JÍ81067374. Владивосток: той ДВНЦ АН СССР. 1985. С. 39-59.

23. Акуличев в.А., Буланов В.А.,Кленин с.а. исследование рассеяния звука от различных микронеоднородностей морской воды // Заключит. отчет по проекту "Акустика". Гос. per. Л81067374. Владивосток: ТОЙ ДВНЦ АН СССР. 1985. С.18-35.

24. Акуличев В.А., Буланов В.А., Кленин с.А. Акустическое зондирование газовых пузырьков в морской среде // Акуст.ж.

1986, Т.32, ВЫП.З. С.289-295.

25. Акуличев В.А., Алексеев В.Н., Буланов в. А. Периодические фазовые превращения в жидкостях. - М. : Наука, 1986. 280 с.

26. Акуличев В.А., Буланов в.а., Кленин с.А. Исследование фазовых включений в жидкостях методами акустической спектроскопии // тезисы докл. s-ой Всес.конф. "методика и техника ультразвуковой спектроскопии". Вильнюс: Вильнюс, политехи, ин-т. 1984. с. 83.

27. Буланов В.А., Половинка Ю.А. "направленная газовая диффузия и направленная теплопередача при динамике парогазовых пузырьков в звуковом поле в жидкости// В кн. : Акустические методы и

средства исследования океана. Владивосток: двпи. 1986.

С. 124-126.

28.Akulichev V.A., Bulanov V.A. The study of sound backscattering from microinhomogeneities in sea water. // In: Progress in underwater acoustics. Ed. by H. Merklinger, N.-Y.: Plenum Press, 1987. P. 85-92.

29. Akulichev V.A., Bulanov V.A., Shekhotzev D.N. Nonlinear interaction of acoustic waves with a Helmholtz resonator // In: Проблемы нелинейной акустики. - (Problems of nonlinear acoustics.) новоосибирск: Институт гидродинамики CO АН СССР.

1987. С. 423-427.

30. Буланов В.Л., Воронина л.Г., Попов П.Н. Обработка сигналов при акустической спектроскопии морской среды //В сб.:"модели, алгоритмы, принятие решений". М.: Акуст. ин-т. 1988. с. 105-106

31. Буланов В.а., Воронина л.г., попов П.н. Вопросы излучения и приема сигналов при акустической спектроскопии морской среды //В сб. : "модели, алгоритмы, принятие решений", м. : Акуст. ин-т.

1988. С.106-107

32. Буланов в.А., Попов П.Н. Исследование характеристик узколучевого эхолота в параметрическом режиме // В сб. : Антенны и преобразователи. Владивосток: двгу. 1988. С. 148-153.

33. Акуличев в.а., Буланов В.А., шеховцев д. н. влияние поверхностного волнения на параметрическую генерацию звука в резонаторе //в сб. : Методы и средства гидрофизических исследований океана. Владивосток: ДВГУ. 1989. с.72-77.

34. Акуличев В.А., Буланов В.А..Шеховцев Д.Н. Способ возбуждения низкочастотного гидроакустического сигнала // Авторское свидетельство СССР. Jil514104. 1989.

35. Буланов в.А., Полоничко в.д. влияние дисперсионных свойств среды на эффективность параметрических излучателей звука в приповерхностных слоях океана. В сб. : Акустические средства исследования океана. Владивосток: ДВПИ. 1989. с.47-50.

36. Буланов В.А., Воронина Л.Г., Попов П.Н. Исследования морской среды с помощью автоматизированной системы акустической спектроскопии //в сб.: Автоматизация процессов управления техническими средстваим исследования Мирового океана, тезисы докл. У11 всесоюзн. совещ., м-, гкнт (Комисс. "Техн. средства и методы исслед. Мирового океана"), 1989, с. 58-59.

37. Bulanov V.A., Bjorno L. Sound scattering by a sphere and a cylinder taking account the energy absorption// Report of Technical University of Denmark. Rapport Nr.21. 1989. Lyngby. 4 5p.

38. V.A. Akulichev, V.A. Bulanov. Sound scattering from ocean water inhomogeneities. // In: Proceeding of 13-th Int.Congress on Acoustics. Belgrade. 1989. p.407-410.

39. Буланов в.А., полоничко в. д. эффективность параметрического взаимодействия акустических волн в приповерхностном слое моря, содержащем газовые пузырьки. Препринт ИПМТ ДВО АН СССР. Владивосток: ИЗД. ДВО АН СССР. 1990. 35 с.

40. Акуличев В.а., Буланов В.А., Воронина л.г., Полоничко В.Д.. Попов П.н. исследование влияния микронеоднородностей океанской среды на распространение звука и определение параметров неоднородностей акустическими методами //Отчет ИПМТ ДВО Ран по теме 14 ОГП "Мировой океан". Владивосток. 1990. 81 с.

41. Bulanov V.A., Polonichko V.D. The effect of dispersion on bubble media on parametric acoustic array formation in the ocean subsurface layers. In: Proceed. Conf. "Black sea'90. Varna. 1990. p.71-B0.

42. Акуличев В.А., Буланов В.А., Воронина Л.Г.. Полоничко В. Д.. Попов п.н. исследование рассеяния звука на микронеоднородностях морской среды и определение параметров неоднородностей акустическими методами //Отчет ипмт дво РАН по проекту "Акустика" огп "мировой океан". Гос. per. до 1870025967. Владивосток. 1991. 1 67 с.

43. Акуличев в.а., Буланов в.А.,Шеховцев Д.н. способ определения нелинейного параметра жидких сред на низких частотах. Авторское свидетельство СССР. 1Я681228А1. 1991. Бюл.Я 36.

44. Акуличев в.А., Буланов в.А., Воронина Л.Г., Попов п. Н. Рассеяние звука на микронеоднородностях морской воды. Препринт ИПМТ ДВО АН СССР. Владивосток: ДВО АН СССР. 1991 27 С.

45. Буланов В.А., Бьорно Л. Рассеяние звука сферой с учетом поглощения энергии, в кн.: XI всесоюзн.акустич. конференц секция А. М. : Акустич. ИН-Т, 1991, с. 23-26.

46. Буланов В. а. Затухание звука при учете диссипации энергии в приповерхностном слое океана, препринт ипмт ДВО АН СССР. Владивосток: ДВО АН СССР. 1991. 27 С.

47. Акуличев в.а., Буланов В.А., Воронина л. г., попов П.Н. Распределение пузырьков и акустическая нелинейность приповерхностного слоя моря//В сб. Акустика неоднородных сред, вып.105. Новосибирск:Институт гидродинамики со РАН. 1992. С.15-20

48. Буланов в. а. Особенности затухания звука при учете приповерхностного слоя пузырьков, деп. рук. * ДР-3412/5, 6 е.. ЦНИИ"румб". Опубл.: Аннотац. докл. XI всесоюзн. акуст. конф. М: Акуст.ИН-Т. 1991. С.27; "Сб. рефератов ДР". В ИМИ. ВЫП. 4-5.

1992.

49. Буланов В. А. Влияние фазовых превращений на акустическую нелинейность микронеоднородных жидкостей// В сб. : Акустика неоднородных сред. Вып. 105. Новосибирск: Институт гидродинамики СО РАН. 1992. С. 75-80

50. Буланов В.А., Бьорно Л. Рассеяние звука сферой с учетом поглощения энергии. // Акуст. ж., 1992, Т. 38, Вып 2, с. 252-259.

51. Bulanov V.A. Acoustical nonlinearity of microinhomogeneous liquids// In: Advances in nonlinear acoustics./ Ed. H.Hobaek. Singapore-London-New Jersey: World Scientific. 1993. p.674-679.

52. Akulichev V.A., Bulanov V.A. The transient acoustic backscattering from different microinhomogeneities in sea water. In: Proceedings of the Second European Conference on Underwater acoustics. /Ed. by L.Bjorno. ECSC-EC-EAEC. Brussels. Volume I. 1994. p.431-436.

53. Bulanov V.A., Bjorno I.K., Bjorno L. Acoustical nonlinearity of two-phase media. Theory. Report of Technical University of Denmark. DK-2800. Lyngby. Denmark. 1994. 47 p.

54. Bulanov V.A. Acoustical spectroscopy of resonance inclusions in sea water. In: Fifth Western Pacific Regional Acoustics Conference. Technical Papers / Ed. S.W. Yoon, M.Bae. Seoul. Korea. Volume I. 1994. p.480-485.

55. Буланов в.а., Горкавенко в. В. Акустическая нелинейность деятельного слоя моря // в кн.- Акустические измерения, методы и средства. М: Акустический ин-т. Российское акустическое общество. 1995. С.128-131.

56. Буланов В.А. Рассеяние высокочастотных импульсов на резонансных включениях и возможности нестационарной акустической спектроскопии// Письма в ЖТФ 1995.Т.21. 15 С.67-71

57. Буланов В.А. Акустическая спектроскопия при нестационарном когерентном рассеянии фазоманипулированных импульсов // Письма В ЖТФ 1996. Т. 22. Вып. 19. С. 84-88