Нестационарный теплообмен твердых тел с жидким гелием тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Введение.

I. ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИИ ТЕПЛООБМЕНА

ТВЕРДЫХ ТЕЛ С лИДКИМ ГЕЛИЕМ

1.1. Стационарный теплообмен твердых тел с Це

1.2. Стационарный теплообмен твердых тел с Нел

1.3. Нестационарная теплоотдача в жидкий гелий

1.4. Цель и задачи исследований.

П. МЕТОД ИЗМЕРЕНИЯ., ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА И

ИССЛЕДУЕМЫЕ ОБРАЗЦЫ

2.1. Метод измерения нестационарной теплоотдачи в жидкий гелий из тонкой металлической пленки

2.2. Выбор материала подложки

2.3. Выбор детектора неравновесных фононов

2.4. Температурная динамика тонкопленочных нагревателей и болометров.

2.5. Приготовление подложек и нанесение пленок

2.6. Экспериментальная установка для измерения нестационарной теплоотдачи в жидкий гелий из тонкой металлической пленки

2.7. Распространение тепловых импульсов в кристаллах сапфира.

Ш. НЕСТАЦИОНАРНАЯ ТЕПЛООТДАЧА В дИДКИй ГЕЛИЙ ИЗ

МЕТАЛЛИЧЕСКОЙ ПЛЕНКИ

3.1. Влияние контакта нагревателя с вакуумом и с жидким гелием на форму и амплитуду импульсов баллистических фононов

3.2. Температура пленочного нагревателя в вакууме и в жидком гелии.

3.3. Нестационарный теплообмен тонкой металлической пленки с жидким гелием

3.4. Теплоотдача к жидкому гелию при отсутствии его кипения.

1У. ТЕПЛОВОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ ВОЛН ПЕРВОГО И ВТОРОГО ЗВУКОВ В ЖИДКОМ ГЕЛИИ

4.1. Механизм и эффективность теплового возбуждения волн первого и второго звуков в жидком Не Ю

4.2. Влияние динамики образования, расширения и захлопывания паровых полостей на поверхности нагревателя на форму возбуждаемых звуковых

4.3. Время жизни паровых полостей на поверхности нагревателя.

Основные результаты работы и направления дальнейших исследований.

Использование уникальных свойств твердых тел при гелиевых температурах £ сверхпроводимости, одночастичного и двухчастичного туннелирования, отрицательного объемного сопротивления в полупроводниках, возникающего из-за изменения концентрации носителей тока и их подвижности при понижении температуры, инверсии подвижности и типа проводимости и т.д.) стимулировало в последние годы исследование процессов теплообмена твердых тел с жидким гелием и процессов теплопередачи в нем. Это обусловлено тем, что знание процессов теплообмена необходимо для оптимизации процессов захола-живания, поддержания тепловыделяющих элементов криогенных устройств в заданном температурном режиме и расчета времени установления теплового равновесия в них.

Кроме этого, исследования процессов теплообмена твердых тел с гелием имеет и чисто научный интерес, поскольку они позволяют получать информацию о взаимодействии тепловых возбуждений контактирующих двух сред, о динамике фазовых переходов жидкость - пар. Процессы теплообмена очень чувствительны к состоянию поверхности твердого тела, поэтому их исследование обещает стать мощным инструментом изучения свойств самой твердой поверхности.

Отметим, что если при температурах выше Тд = 2,17 К жидкий гелий ведет себя как обычная классическая жидкость, то при температурах ниже Тд гелий является квантовой жидкостью (НвМ ) , что обуславливает ряд его специфических, в том числе и тепловых, свойств. Самым важным из них является возникновение под действием перепада температур особого рода макроскопического движения (типа конвекции) , что приводит к сверхтеплопроводности гелия. Распространение тепловых возбуждений в №i/ , в отличии от других сред, носит волновой характер, что приводит, с одной стороны, к большим скоростям отвода тепла от поверхности теплообмена, с другой стороны, дает новые возможности для управления теплообменом используя явления дифракции, интерференции, ударных волн, самофокусировки волн и т.п. .

Хотя исследование теплофизических свойств жидкого гелия и процессов теплообмена его с твердым телом продолжается уже свыше 70-ти лет, в настоящее время отсутствует единая точка зрения относительно физических процессов, происходящих на границе раздела твердое тело - жидкость и в самой жидкости при различных плотностях теплового потока» Отметим, что теория теплообмена твердых тел с гелием и теплопередачи в гелии далека от завершения.

Поэтому исследование процессов теплообмена твердых тел с гелием в различных условиях ( стационарные, нестационарные, широкий диапазон плотностей теплового потока и температур гелия) может, с одной стороны, способствовать пониманию процессов, происходящих вблизи поверхности теплообмена и установить адекватность различных теоретических моделей, с другой стороны, привести к важным практическим выходам.

- б

1. ОБЗОР ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ ТЕПЛООБМЕНА ТВЕРДЫХ

ТЕЛ С МДКИ11 ГЕЛИЕМ

I.I Стационарный теплообмен твердых тел с НеГ

Если твердое тело, погруженное в жидкий гелий, имеет температуру отличную от температуры HP * то между ними происходит теплообмен. Процесс теплообмена характеризуется зависимостью поверхностной плотности теплового потока снимаемого (отдаваемого^ жидкостью с поверхности твердого тела (поверхность теплообмена) Q от температурного напора ДТ = ^Н-ТЕ - разности температур поверхности теплообмена Тц и жидкости Тж. Отношение А* = Q / ДТ называется коэффициентом теплообмена, а его обратная величина R тепловым сопротивлением теплообмену. На рисЛ.1 показана зависимость Q = 6 (лт), характерная для теплообмена любых твердых тел с жидким гелием I для случая Тн> Т . Анализ этой кривой в широком диапазоне температур поверхности теплообмена позволяет выделить несколько режимов теплообмена /1-2/ ( теплообмен со сверхтекучим гелием П имеет свои особенности и будет рассмотрен отдельной •

При температурных напорах Д Т < д Т3 - теплового напора соответствующего началу вскипания гелия у теплоотдающей поверхности отвод тепла от твердого тела к жидкости осуществляется путем обычной диффузионной теплопроводности и однофазной конвекции. Если конвективный отвод тепла мал, то величина теплового потока в Не 1 определяется тепловым сопротивлением границы раздела твердое тело - жидкость ft^ , которое реализуется в виде скачка температур ДТ = Тн—Тj у границы раздела и тепловым сопротивлением слоя жидкости Яе толщиной t , на котором температура ее меняется от Tj до температуры жидкости в объеме ( Rg = , К - теплопроводность Нв Q max Q nun

Q пузырьковой ' ПЛЕНОЧНОЕ

КИПЕНИЕ ПЕРЕХОДНОЕ КИПЕНИЕ мшшив, КИПЕНИЕ

ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ д Т aTkju дТкр.2

Рис. I.I. Характерная кривая теплоотдачи к Hel

При температурных напорах Д Т > А Т3 теплообмен твердого тела с Не определяется режимом его кипения у теплоотдакщей поверхности. Различают три режима кипения Не1 пузырьковое кипение, кипение в переходном режиме и пленочное кипение.

Пузырьковое кипение характеризуется увеличением числа действующих центров парообразования с увеличением температуры поверхности теплообмена. Тепло отводится от поверхности твердого тела как за счет сбытой теплоты испарения жидкости, так и за счет конвективного уноса жидкой фазой, приводимой в движение растущими и всплывающими паровыми пузырями (двухфазная конвекция) . С ростом теплового напора растет плотность теплового потока, снимаемого жидкостью с теплоотдающей поверхности. При определенной температуре поверхности, соответствующей Л плотность теплового потока достигает максимального значения ' Q Kpej» называемого первой 1фитической плотностьюQ^o*.

При тепловых напорах д Т > наступает область переходного кипения, характерной особенностью которого является непрерывное слияние паровых пузырей и образование локальных паровых пятен на поверхности теплообмена. Вследствие малой по сравнению с жидкостью теплопроводностью пара плотность теплового потока отдаваемого в жидкость падает с ростом А Т. При дальнейшем увеличении температуры поверхности теплообмена число паровых пятен и их размеры растут, а при некотором Д Ткр.2 образуется сплошная паровая пленка, полностью отделяющая жидкость от теплоотдающей поверхности. Плотность теплового потока в жидкость при этом минимальна Q др^ ( вторая критическая плотность теплового потока) •

Режим пленочного кипения характеризуется ростом толщины паровой пленки на теплоотдающей поверхности с ростом ее температуры. Перенос тепла от поверхности к жидкости осуществляется за счет

НАГРЕВАТЕЛЬ

ТЕПЛОИЗОЛЯЦИЯ

ТЕРМОМЕТРЫ

Рис. 1.2

Схема измерения стационарной теплоотдачи от твердого тела в жидкий гелий теплопроводности и излучения через паровую пленку.

Отметим, что теплофизические свойства Не1 принципиально не отличаются от свойств других известных жидкостей, в том числе и щшогенных (жидкий азот, водород, кислород) , поэтому для них режимы теплообмена с твердым телом такие же как и для HgI •

Для вычисления коэффициента теплоотдачи необходимо определить плотность теплового потока из твердого тела в жидкость и температурный напор Д Т = На рис. 1.2 показана обычная схема измерения стационарного теплообмена твердых тел с жидкостью. Тепловой поток в жидкость расчитывается по мощности,рассеиваемой в нагревателе и площади контакта твердого тела с жидкостью £ ( теплоотвод через другие поверхности устраняются путем их теплоизоляции) . Распределение температуры вдоль твердого тела контролируется термометрами сопротивления (угольными или полупроводниковыми) или термопарами. Одновременное измерение температуры в нескольких точках позволяет вычислить коэффициент теплопроводности твердого тела К ТВв, а затем расчитать его температуру у поверхности раздела Тн, учитывая найденную из опыта температурную зависимость К ТВв(Т).

При исследовании теплообмена в режиме однофазной конвекции и кипения Нв температуру Тж обычно принимают равной температуре жидкости в объеме, которая измеряется либо датчиком температуры, либо определяется по давлению паров над жидкостью. Ясно, что при измерении граничного теплового сопротивления необходимо знать температуру жидкости у поверхности теплообмена, которая может быть определена также как и температура поверхности твердого тела, т.е. линейной экстраполяцией температурного градиента в жидкости, измеряемого несколькими термометрами, расположенными на различных рас-стояних от поверхности теплообмена в жидкости. Определение температуры жидкости таким способом сопряжено с определенными трудностями и вносит большие погрешности при расчете теплового напора.

Отметим, что поскольку Не имеет самую низкую среди известных жидкостей температуру кипения, критическую температуру и теплоту испарения, то температурные напоры, соответствующие теплообмену при отсутствии кипения гелия и без того малы и обычно не превышают десятых долей градуса /3/.

В настоящее время известно значительное число работ, посвященных стационарной теплоотдаче твердых тел в Нб1 /си,, например, обзоры 2,4,5/. Накоплено большое число экспериментальных данных по теплоотдаче в режиме однофазной конвекции, пузырькового и пленочного кипения. Тепловое же сопротивление границы раздела твердое тело -]fa(R Грв) до настоящего времени не исследовано. Это, по-видимому, обусловлено тем, что с одной стороны для Не I в стационарных условиях тепловое сопротивление жидкости R^ обычно намного превышает R грв, а с другой стороны, трудностью определения температуры жидкости у поверхности теплообмена с достаточной точностью. Кроме этого для №1 очень существенны конвективные процессы отвода тепла от поверхности теплообмена к жидкости.

В режиме однофазной конвекции (ДТ ~ 0,2 4 0,6 К для температуры жидкости 3,5? 4 2,83 к) величина теплового потока Q,He приблизительно пропорциональна Д Т, т.е. коэффициент теплоотдачи cL является почти постоянной величиной при данной температуре гелия и составляет обычно ~ 0,1 Вт/см К /6/. Коэффициент теплоотдачи зависит от ориентации поверхности теплообмена /3/.

Режим пузырькового кипения является наиболее изученным режимом теплообмена твердых тел с Hel • Интенсивность теплообмена при пузырьковом кипении существенно зависит от теплофизических свойств поверхности теплообмена, состояния поверхности, ее геометрии, размеров и ориентации, а также от так называемых режимных параметров - плотности теплового потока, давления Р , ускорения Cj • Поскольку состояние поверхности порой трудно поддается контролю, то существует большой разброс экспериментальных данных, полученных различными авторами даже при одинаковых условиях эксперимента. Это может быть также связано с погрешностями определения температуры Тн и возможными, порой значительными в гелиевой области температур неконтролируемыми утечками тепла, зависящими от конструкции нагревателя и теплоизоляции поверхности твердого тела. Однако некоторые закономерности теплообмена при пузырьковом кипении Н6*1 могут быть прослежены /2,4/:

1. Температурные напоры, соответствующие пузырьковому кипению Ш1 обычно не превышают одного градуса, величина коэффициента о теплоотдачи составляет О,I 4 I Вт/см К.

2. Существует гистерезис кривой кипения по тепловому потоку Q и давлению Р , т.е. коэффициент теплоотдачи при увеличении одной из величин Q или Р , при постоянном значении другой всегда выше, чем при его последующем уменьшении. Величина гистерезиса сильно зависит от состояния поверхности теплообмена и ее ориентации ( угла ¥ между нормалью к поверхности, направленной в жидкость и вектором, противоположным направлению вектора ускорения) . Например, увеличение шероховатости поверхности приводит к увеличению гистерезиса, на полированных поверхностях гистерезис либо мал, либо отсутствует совсем. Такое же изменение оказывает изменение угла У7 от ISO до 0 градусов.

Рассмотрим теперь влияние режимных параметров на коэффициент теплоотдачи при пузырьковом кипении. Наиболее сильно на величину cL влияют плотность теплового потока, давление. Зависимость cL от Q может быть записана в виде /4/:

Отметим, что такая же зависимость наблюдается и для некриогенных жидкостей. Для них величина показателя It равна 0,6-0,8. Для №1 в ряде случаев наблюдается уменьшение ft ниже 0,6, в том числе и до значений, меньших нуля. Величина ГЪ зависит от абсолютного значения Q , направления его изменения, давления, состояния поверхности теплообмена, ее ориентации, геометрии; все эти факторы действуют в сторону уменьшения значения fh по сравнению с таковой для некриогенных жидкостей.

Как и при кипении других жидкостей увеличение давления приводит к интенсификации теплообмена ( если говорить о зависимости Q = i (at), то с ростом давления здивые смещаются в область более низких температурных напоров, а их наклон уменьшается . Экспериментально полученная зависимость коэффициента теплоотдачи от давления имеет вид /2,7/: ск-ЛР0'6 ^

Величина А сильно зависит от теплофизических свойств материала поверхности теплообмена, таких как теплопроводность, теплоемкость и увеличивается по мере их ухудшения. Влияние давления зависит также от уровня теплового потока Q , причем чем более Q приближается к единице, тем меньше разница в значениях коэффициента теплоотдачи, полученных при разных давлениях.

Как отмечалось выше, коэффициент теплоотдачи при пузырьковом кипении HpI сильно зависит от свойств теплоотдающей поверхности, определяющих характер процессов зарождения и роста паровых пузырей на ней /теплофизических свойств материала поверхности, ее шероховатости), а также от свойств, определяющих характер обтекания поверхности парожидкостной смесью (форма, размеры, ориентация поверхности в поле массовых сил). Не для всех перечисленных факторов к настоящему времени получены количественные зависимости влияния их на коэффициент cL , однако качественные выводы для некоторых из них можно сделать.

Рост парового пузыря на поверхности теплообмена обусловлен подводом тепла к межфазной границе как от перегретой жидкости, так и от материала поверхности. Отбор тепла в растущий пузырь от поверхности теплообмена приводит к понижению ее местной температуры вблизи центра парообразования, после отрыва пузыря от поверхности температура ее восстанавливается до первоначального значения /2/. Количество тепла, которое может быть передано в пузырь за время его роста от твердого тела, определяется запасом тепла в нем и его способностью проводить тепло. Эти свойства принято характеризовать величиной CL н = (р СрК ) н, называемой коэффициентом теплоусвоения (р - плотность материала поверхности, Ср - ее теплоемкость). Зависимость коэффициента теплообмена от коэффициента теплоусвоения может быть представлена в виде степенной функции /2/:

0.5

Изменение ориентации цилиндрических поверхностей теплообмена не оказывает, согласно данным /8/, существенного влияния на коэффициент теплоотдачи cL при пузырьковом кипении HsI и величину 1фитической плотности теплового потока Q Kp#j« Для плоских же поверхностей влияние ориентации на коэффициент cL зависит от величины плотности теплового потока: Наблюдается увеличение сС при увеличении угла ^ от нуля ( поверхность теплообмена обращена вверх) до 180° (поверхность обращена вниз) , при малых плотностях теплового потока ( неразвитое пузырьковое кипение) и независимость или незначительное его уменьшение при высоких Q (развитое кипение). Величина критической плотности теплового потока падает с увеличением угла У7 # Такой характер

4 5 влияния наблюдается в широком интервале давлений 6-Ю 41,4*10^ Па .

Что касается влияния шероховатости теплоотдающей поверхности на интенсивность теплообмена при пузырьковом кипении Нв1 , то хотя качественно и установлена зависимость коэффициента теплоотдачи от степени обработки поверхности (см.выше), но количественных характеристик к настоящему времени в литературе нет, что объясняется, по-видимому, тем, что разные авторы по разному определяют степень шероховатости.

Теплоотдача в Не! в режиме переходного кипения исследована очень слабо, поскольку этот режим на практике реализуется значительно реже, чем режим пузырькового и пленочного кипения (он реализуется только в процессах захолаживания). Отметим, что реализация этого режима в эксперименте сопряжена с трудностью поддержания температуры поверхности теплообмена на заданном уровне, поскольку следующий за переходным кипением режим пленочного кипения Н8 начинается почти взрывообразно.

В режиме пленочного кипения ftl Ю KJ величина теплового потока в Не почти пропорциональна разности температур поверхности теплообмена и жидкости. Коэффициент теплоотдачи имеет такой же порядок как и в режиме однофазной конвекции. Большое влияние на него оказывает ориентация поверхности теплообмена и ее форма, поскольку они определяют характер движения паровой пленки /5,6,9/.

Основные результаты работы и направления дальнейших исследований

Использование импульсного нагрева длительностью ICT^c позволило исследовать теплообмен твердых тел с жидким гелием в режиме теплового сопротивления границы раздела твердое тело жидкость, а также при кипении гелия у поверхности теплообмена при отсутствии конвективных процессов в жидкости.

Показано, что для тепловых потоков не вызывающих вскипание жидкости у поверхности теплообмена Q Зв теплообмен твердых тел с Нв1 , как и с Ней , осуществляется путем излучения (поглощения) фононов поверхностью твердого тела, а тепловое граничное сопротивление твердое тело - жидкость обусловлено сильным различием акустических импедансов контактирующих сред. Излучение фононов из твердого тела в гелий описывается баллистическим законом - То), хотя фононы в гелии распространяются диффузионно. Коэффициент прохождения фононов из твердого тела в гелий не зависит от температуры жидкости, а в области температуры перехода жидкости в сверхтекучее состояние испытывает скачок, который не может быть объяснен в рамках теории акустического согласования.

Для тепловых потоков Q ^ Q при заданном Т в случае НеТ режим граничного теплового сопротивления сменяется пузырьковым кипением гелия у поверхности теплообмена, при дальнейшем же увеличении Q (или при постоянном Q^ Q 3 ) пузырьковое кипение гелия переходит в пленочное. Динамика фазового перехода НбТ пар описывается выражением Q 3> = AT где величина А зависит только от температуры жидкости. Фазовый переход Й6Д - пар в нестационарных условиях, в отличие от стационарных, происходит через образование двухфазной системы ife J и пар.

Изучены закономерности нестационарного теплообмена твердых тел с гелием при его кипении: зависимость плотности теплового потока, снимаемого кипящей жидкостью с поверхности нагрева от длительности действия тепловой нагрузки Т , температуры жидкости (3,8 -г 1,8) К. Показано, что максимальная плотность теплового потока в гелий растет с уменьшением Г , и для длительностей (200 4 400)не почти на два порядка превышает значения таковых, полученных в стационарных условиях.

Характер теплообмена твердого тела с гелием определяет вид возбуждений, возникающих в Ш (импульсов первого или второго звуков) , механизм и эффективность их возбуждения. Пороговый характер возбуждения импульсов первого звука и равенство пороговой мощности W при заданной длительности импульса нагрева указывает на то, что возбуждение их, как в случае Не1 , так и в сверхтекучем Ней , связано с вскипанием жидкости у теплоотдающей поверхности. Эффективность возбуждения звуковых волн ъ НеI определяется энергией, излучаемой нагревателем в гелий. В сверхтекучем гелии тепло, излучаемое нагревателем, для плотностей теплового потока Q* Q отводится от поверхности нагревателя вторым звуком, при вскипании жидкости и образовании пара на теплоотдающей поверхности эффективность возбуждения волн второго звука падает.

Форма возбуждаемых импульсов первого звука и ее зависимость от мощности подаваемой в нагреватель и частоты следования импульсов нагрева связана с динамикой образования, роста и захлопывания паровых полостей на поверхности нагревателя.

Остановимся теперь на вопросах, исследование которых представляло бы интерес в дальнейшем. Как отмечалось выше, природа изменения коэффициента прохождения фононов из твердого тела в Не в области Тд не ясна. В связи с этим интересно было бы исследовать зависимость величины этого изменения от материала поверхности теплообмена, состояния поверхности, давления гелия и т.д.

Не исследована также динамика фазового перехода HeU-Hel. Известно, что в сверхтекучем Н&Е при определенных плотностях теплового потока, зависящего от Т возможно образование вихрей /III,108/. Не ясным является вопрос о механизме их образования. Кроме традиционно обсуждавшегося в литературе механизма их образования за счет тепловых флуктуаций /112/, возможным является образование вихрей при рождении паровых пузырей на поверхности нагревателя. Поэтому интересным было бы исследование динамики роста и захлопывания паровых пузырей на поверхности нагрева в Нед и динамики зарождения вихрей в жидкости.

Отметим, что все приведенные в работе результаты касаются длительности импульса нагрева Т = 200 4 400 не, хотя предложенный нами метод измерения неустановившейся температуры поверхности нагрева и плотности теплового потока в гелий позволяет использовать меньшие вплоть до времени установления теплового равновесия в нагревателе (несколько десятков наносекунд). Интересно было бы исследовать процессы теплообмена с Не для V^ 200 ис в широком диапазоне плотностей теплового потока.

1. Кутателадзе С.С. Некоторые проблемы теплообмена при гелиевых температурах. - Препринт Ин-т теплофизики Сиб. отделение АН СССР, № 10-76, Новосибирск, 1976, 16 с.

2. Григорьев В.А., Павлов Ю.М., Аметистов Е.В. Кипение криогенных жидкостей. М.: Энергия, 1977, 289 с.

3. Кириченко Ю.А., Русанов К.В. Закипание гелия на теплоотдающей поверхности и микрохарактеристики пузырькового кипения. Препринт ФТИНТ АН УССР, № 19-81, Харьков, 1981, 48 с.

4. Кириченко Ю.А., Козлов С.М., Русанов К.В. Теплоотдача при пузырьковом кипении гелия. Препринт ФТИНТ АН УССР, Ш 4-82, Харьков, 1982, 53 с.

5. Кларк Д.А. Криогенная теплопередача. В кн.: Успехи теплопередачи. - М.: Мир, 1971, с. 361-567.

6. Grassmann P., Karagounis A. Heat transfer to boiling helium in the range of nuclcar and film boiling.-In: Proceeding of the 5 international conference on low temperature physics and chemistr. Madison: Univ.Wisconsin Press, 1958, p. 41-45.

7. Вишнев И.П., Горохов В.В., Винокур Я.Г. Исследование теплоотдачи при разных давлениях кипения гелия. Химическое и нефтяное машиностроение, 1975, № 9, с. 18-21.

8. Кириченко Ю.А., Козлов С.М., Русанов К.В. Влияние ориентации нагревателей различной геометрии на теплоотдачу при кипении гелия. В кн.: Теплообмен при низких температурах. - Киев.: Изд-во "Наукова думка", 1979, о. 37-43.

9. Айри Р. Теплопередача в жидком гелии. В кн.: Теплопередача при низких температурах. - М.: Изд-во "Мир", 1977, с. 346-380.

10. Немировский С.К. Гидродинамика и теплопередача в сверхтекучем гелии, Инженерно-физический журнал, 1982, т. 43, Ш 4, с.676-692.11.-Arp V. Heat transport through, helium П.- Cryogenics , 1970, v. 10, N 2, p. 96 105.

11. Капица П.Л. Исследование механизма теплопередачи в гелии П.- ЖЭТФ, 1941, т. П, № I, с. 1-3I.

12. Халатников Й.М. Теплообмен между твердым телом и гелием П.- ЖЭТФ, 1952, т. 22, № 6, с. 687-704.

13. Зиновьева К.Н. Теплообмен между твердым телом и жидким гелием ниже I К. ЖЭТФ, 1971, т. 60, Ш 6, с. 2243-2251.

14. Pollack G.L. Kapitza resistance .- Rev. Mod. Phys., 1969, v. 41, N 1, p. 48-81.

15. Snyder N.S. Heat transport through helium 11: Kapitza conductance.- Cryogenics, 1970, v. 10, N 2, p. 89-95.

16. Jones E.A., van der Sluijs J.C.A. Some experiments on the influence of surface treatment on the Kapitza conductance between copper and ^He at temperatures from 1.2 * 2.0 К Cryogenics, 1973, v. 13, N 9, p. 535-542.

17. Challis L.J., Dransfeld K., Wilks J. Heat transfer between solids and liquid He 11 . Proc. Roy. Soc., 1961, v. A260, N 1300, p. 31-46.

18. J9# Johnson R.C., Little W.A. Experiments on the Kapitza resistance.- Phys. Rev., 1963, v. 130, К 2, p. 596-604.

19. Little W.A. Kapitza resistence between helium and metals in normal and superconducting states Phys. Rev., 1961, v. 123, N2, p. 435- 441.

20. Андреев А.Ф. Влияние проводящих электронов на температурный скачок Капицы. ЖЭТФ, 1962, т. 43, Ш 4(Ю;, с. 1535-1542.

21. Tsukamoto 0., Kobayashi S. Transient heat transfer characteristics of liquid helium .- J. Appl. Phys ., 1975, v. 46, N 3, p. 1359-1364.31. -Brodie L.C., DipenN. Sinha, SemuraJ.S., Sanford C.E.

22. Brodie L.C., Sinha D.N., Sanford С.Б., Semura L.S. Bismuth magnetoresistive thermometry for transient temperature measurements in liquid helium.- Rev. Scien. Instrum., 1981, v. 52, H 11, p. 1696-1704.

23. Pomerantz M. Propagation of " cool" pulses in liquid He 11.-Phys. Rev. Lett., 1971, v. 26, H 7, p. 362- 364.

24. Есельсон Б.Н., Григорьев C.H., йванцов В.Г., Рудавский Э.Я.

25. Вайс 0. Роль границы раздела между твердыми телами при тепловом излучении фононов. В кн.: "Физика фононов больших энергий", под ред. И.Б.Левинсона. - М.: Изд-во "Мир", 1976, с. 138-155.

26. Гусейнов Н.М., Левиноон И.Б. Распространение нераспадных ТАг-фононов. ЖЭТФ, 1983, т. 85, fe 2 (8) , с. 779-794.

27. Такер Дж., Рэмптон В. Гиперзвук в физике твердого тела. -- М.: Изд-во "Мир", 1975, 453 с.

28. Займан Дж. Электроны и фононы. М.: Изд-во "Иностранная литература", 1962, 488 с.

29. Bron W.E. Lifetime of high frequency phonons . - Phys . Rev., 1980, v. В 21, N 6, p. 2627-2629.

30. Гутфельд P. Распространение тепловых импульсов. В кн.: "Физическая акустика", под ред. Мэзона У, т. 5. - М.: Изд-во1. Мир", 1973, о. 267-329.

31. Айзенменгер В. Генерация и детектирование фононов методом одночастичного туннелирования в сверхпроводниках. В кн.: "Туннельные явления в твердых телах". - М.: Изд-во "Мир", 1973, с. 356-368.

32. Gutfeld. R.J*, Nethercot A.H. Heat pulses in quartz and sapphire at low temperature Phys. Rev. Lett., 1964, v. 12, N 23, p. 641-643.

33. Wigmore J.K. Bolometer for detecting heat pulses in a magnetic field . J. Appl . Phys., 1970, v. 41, И 5, p. 1996-2000.

34. Little W.A. The transport of heat between dissimilarsolids at low temperatures .- Can . J. Phys., 1964, v. 135, JN 4A, p. 1028-1033.

35. Gayley R.I. , Lynton Jr.E.A, , Serin B. Specific heat of tin alloys and their relation to the superconducting transition temperature .- Phys. Rev., 1962, v. 126,1. N 1, P. 43-49.

36. Weeper D.A., Dillinger J.R. Thermal resistance at indium -sapphire boundaries between 1,1 and 2,1 К .- Phys. Rev., 1964, v. 135, N 4A, p. 1028- 1033.

37. Gutfeld R.J., Nethercot A.H., Armstrong J.A. Transport of heat from metals to insulators at low temperatures.

38. Phys.Rev., 1966, v. 1.42, № 2, p. 436-441.

39. Кольский Г. Волны напряжения в твердых телах. М.: Изд-во "Иностранная литература", 1955, 192 с.

40. Майссел Л., Глэнг Р. Технология тонких пленок. Справочник, т. I. М.: Изд-во "Советское радио", 1977, 662 с.

41. Слуцкая В.В. Тонкие пленки в технике сверхвысоких частот. -Ленинград, Гос. энергетическое изд-во, 1962, 399 с.

42. Janatuinen Т., Jung G., Mizera Е. The effect of the rate of deposition on superconductiv properties add structure of tin film J. Phys., 1979 , v. D12, N 10, p. 1701-1785.

43. Abeles B., Roger W., Cullen G.W. Enhancement of superconductivity in metal film Phys. Rev. Lett., 1966, v. 17, H 12, p. 632-634.

44. Ziemmann P., Heim G., Buckel W . Oxygen content and oxide barrier thickness in granular aluminium film . Solid State Comm . , 1978 , v. 27 , N 11,p. 1131-1135.

45. Болдарев С.Т., Зиновьева К.Н., Воробкало Ф.М., Зарубин Л,И., Немиш И.Б., Забродский А.Г., Шлимак И.С. Полупроводниковые термосопротивления для низких и сверхнизких температур.

46. В тр. Всесоюзного совещания по физике низких температур, НТ-20, ч. I. М.: 1979, с. 277-278.

47. Медведев B.C., Ермаков В.М. Криостат для низкотемпературных измерений в области 1,5-70 К. Авторское свидетельствоte 436334.

48. Z. fur Physic , 1976, v. B25, N 2, p. 101-114. 74. Herth P., Weis 0. Experimente zur themischenphononenstrahlung in saphir und quarzeinkristalien • -Acustica , 1969, v. 21, К 3, p. 162-172.

49. Parnell G.W., Elastic waves in trigonal crystals .-Canad. J. Phys., 1961, v. 39, N 1, p. 65-80.

50. Владимиров B.C. Уравнения математической физики. M.: Изд-во "Наука", 1971, 119 с.

51. Каплянский А.А., Рачин В.А., Акимов А.В., Басун С.А. Оптическое исследование фокусировки акустических фононов в рубине. -ФТТ, 1981, т. 23, № 2, с. 488-493.

52. Акимов А.В., Басун С.А., Каплянский А.А., Рачин В.А., Титов Р.А. Прямое наблюдение фокусировки акустических фононов в кристаллах рубина. Письма в ЖЭТФ, 1977, т. 25, |«> 10, с. 491-495.

53. Cheeke J.D.N., Catherine Eartinon . Influence of surface defects on high frequency phonon generation Solid State Comm., 1972, v. 11, N 12, p. 1771-1773.

54. Скрипов В.П. Метастабильная жидкость. М.: Изд-во "Наука", 1972, 312 с.

55. Халатников И.М. Теория кинетических явлений в гелии П. УФН, 1956, т. 59, Ш 4, с. 673-753.84; .Kazakovtsev D.V., Levinson Y.B. Temperature dynamics of the phonon film injector . J. Low Temp. Phys., 1981, v. 45, N 1-2, p. 49-66.

56. Abraham B.M., Eckstein Y.E., Ketterson J.B. Kuchnir M.,и

57. Yignos J. Sound propagation in liquid He.- Phys. Rev., 1969, v. 181, N 1, p. 347-373.

58. Bron W.E. , Patel J.I. , Schaich W.L. Transport of phonons into diffusive media Phys. Rev. , 1979, v. B20, N12, P. 5394-5397.

59. Лифшиц E.M. Излучение звука в гелии П. ЖЭТФ, 1944, т. 14, к 3-4, с. 116-120.

60. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Механика сплошных сред. М.: Изд-во технико-теоретической литературы, 1954, 795 с.

61. Пешков В.П. Условия возбуждения и распространения второго звука. ЖЭТФ, 1948, т. 18, к II, с. 857-867.

62. Atkins K. R. , Chase C.E. The velocity of first sound in liquid He Procc. Phys • Soc., 1951 , v. A64,1. N 9, P. 826-832.

63. Есельсон Б.Н., Каганов М.И., Рудавский Э.Я., Сербии И.А.

64. Звук в сверхтекучей жидкости. УФН, 1974, т. 112, № 4, с.591-636.98# Jeffers W.A. , Whitney W.M. Temperature and frequencydependence of ultrasonic absorption of liquid helium below 1 K.-Phys. Rev., 1965 , v. 139, N 4A, p. 1082-1096.

65. Зиновьева K.H. Коэффициент объемного поглощения второго звука и вязкость нормальной компоненты гелия П до 0,83 К. ЖЭТФ, 1956, т. 31, Ш 17, с. 31-36.

66. Зиновьева К.Н. Кинетические и поверхностные явления в квантовых жидкостях. Автореферат доктора физ.-мат.наук, Москва, 1981, 33 с.

67. Сербии И.А., Есельсон Б.Н., Каганов М.И. Звуки в квантовых жидкостях. В трудах У Бакурианского коллеквиума по сверхтекучести и сверхпроводимости, т. I. - Тбилиси: 1968, с. 221276.

68. Ю2;,-Osborne D.V. Second sound in liquid helium 11.- Procc. Phys. Soc., 1951, v. A64, N 174 A, p. 114-123.

69. Deesler A.J., Fairbank W.M. Amplitude dependence of the velocity of second sound Phys . Rev., 1956, v. 104, N 1 , p. 6-10.

70. Межов Деглин Л.П., Изнанкин А.Ю., Минеев В.П. Наблюдение ударных волн разрежения второго звука в сверхтекучем гелии. -Письма в ЖЭТФ, 1980, т. 32, № 3, с. 217-222.

71. Сибельдин Н.Н., Стопачинский В.В., Цветков В.А., Этьен Б. Распространение нелинейных волн первого звука в жидком гелии. Письма в ЖЭТФ, 1980, 32, Ш 3, с. 224-228.

72. Луцет М.О., Немировский С.К., Цой А.Н. Распространение нелинейных волн второго звука в НеЦ . ЖЭТФ, 1981, т. 81,17, с. 249-254.

73. Изнанкин А.Ю., Межов Деглин Л.П. Исследование формы волн сжатия и разрежения второго звука в Не Я . - В трудах ХХП Всесоюзного совещания по физике низких температур, т. 3. -Кишинев.: 1982, с. 277-278.

74. Изнанкин А.Ю., Межов Деглин Л.П. Ударные волны в жидком гелии. - ЖЭТФ, 1983, т. 84, Ш 4, с. 1378-1390.

75. Бузуков А.А., Попов Ю.А., Тесленко B.C. Экспериментальное исследование взрывного процесса, вызванного фокусировкой моноимпульсного излучения лазера в воду. Журнал прикладной механики и технической физики, 1969, № 5, с. 17-24.

76. ПО. Коул Р. Подводные взрывы. М.: Изд-во "Иностранной литературы", 1950, 381 с.

77. Немировский С.К., Цой А.Н. О генерации вихрей в Не Б" мощным тепловым импульсом. Пиоьма в ЖЭТФ, 1982, т. 35, Ш 6, с. 229231.

78. Иорданский С.В. Об образовании вихрей в сверхтекучей жидкости. ЖЭТФ, 1965, т. 48, to 2, с. 708-714.

79. Данильченко Б.А,, Порошин В.Н., Сарбей О.Г. Нестационарный теплоперенос в жидкий гелий. Препринт ИФ АН УССР, 1982,1. Ш II, 19 с.

80. Danilchenko В.А., Poroshin V.H. Measurement of the transient heat transfer to liquid helium from a thin metal film.- Cryogenics, 1983, v. 23, N 10, p. 546-548.

81. Порошин B.H., Данильченко Б.А. Тепловое возбуждение звуковых волн в жидком гелии. УФЖ, 1983, т. 28, № 8, с. II9I-II94.

82. Данильченко Б.А., Порошин В.Н., Сарбей О.Г. Излучение фононов в жидкий гелий. Письма в ЖЭТФ, 1983, т. 38, Ш 8, с. 386388.

83. Я глубоко и искренне благодарен профессору О.Г.Сарбею и кандидату физ.-мат.наук Б.А.Данильченко за руководство работой и ее постоянную поддержку.

84. Пользуюсь случаем поблагодарить доктора физ.-мат.наук Левинсона И.Б. за интерес к работе и плодотворные обсуждения.