Звуковые явления при кипении тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.14 ВАК РФ

РГб од '

О Q лог • Государственный комитет РФ с о АВГ "¡995 ' по высшему образованию

Кабардино — Балкарский государственный университет

На правах рукописи УДК 536.248.2:534

ДОРОФЕЕВ Борис Михайлович

ЗВУКОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ ПРИ КИПЕНИИ

Специальность 01.04.14 -теплофизика и молекулярная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Нальчик 1994

Работа выполнена на кафедре теоретической фивихи Ставропольского государственного педагогического университета

Научный консультант: доктор физико-математических наух, профессор Е.И.Несис.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Б.В.Чеканов; доктор технических наук, старший научный сотрудник Н.Л.Кафенгауз; доктор физико-математических наук Б.Б.Алчагиров.

Ведущая организация: Институт высоких температур РАН.

Защита диссертации состоится " $ " ® 3 199$ года в "10 час. мин. на заседании Специализированного совета Д-063.88.01 при Кабедршо-Балкарском государственном университете.

Ваш отзыв в двух ехэемплярах, скрепленный гербовой печатью, просим направить по адресу: 360004, г. Нальчик, ул. Чернышевского, д. 173.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке КБГУ.

Автореферат разослан " _ " _ 1994 года .

Ученый секретарь Специализированного совета кандидат физико-математических наук А.А.Ахиубеков

- 3 -

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ДИССЕРТАЦИИ

Актуальность проблемы

Развитие современной техники (атомной энергетики, авиа- и ракетостроения, техники МГД-генераторов и лазеров большой мощности, СВЧ-электроники и др.) потребовало создания теплообменников, которые должны работать при плотностях теплового потока, достигающих 108 Вт/м2 (М.А.Сгырикович). Отвод теплоты в режиме пузырькового кипения недогретой жидкости является одним из самых эффективных способов охлаждения поверхности нагрева (М.А.Михеев, В.И.Толубинский). Применение такого способа позволяет получить указанную выше плотность потока энергии, причем при небольших температурных напорах (В.Ф.Присняков). Однако, чтобы обеспечить надежную, безаварийную работу устройств охлаждения с кипящими жидкостями при максимальной тепловой нагрузке, необходимо постоянно контролировать ход процесса, не допуская возникновения и развития кризиса теплоотдачи при кипении.

Теоретический анализ многочисленных экспериментальных данных позволил обнаружить наличие корреляции между тепловыми параметрами и характеристиками звукового сопровождения при кипении (Е.И.Несис), что является основой требующей разработки пассивной акустической диагностики теплообмена в кипящей жидкости.

Важной особенностью работы теплообменников с кипящей жидкостью является возможность возникновения в каналах охлаждения высокочастотных пульсаций давления. Самый распространенный вид таких пульсаций при кипении с недогревом - термоакустические автоколебания (ТААК). ТААК приводят к усталостному разрушению отдельных компонентов систем охлаждения, т.е. к снижению ресурса работы оборудования (Н.Л.Кафенгауз, В.А.Герлига). Кроме того, в СВЧ-приборах они являются причиной паразитной модуляции

(В.А.Хмара). Но при наличии ТААК существенно*больше коэффициент теплоотдачи и меньше скорость образования накипи. Из сказанного очевидна актуальность исследования механизма этих автетсолеба-ний, без проведения которого невозможно предложить способы понижения (вплоть до полного срыва) или повышения (в случае надобности) их уровня.

Изучение звуковых явлений при кипении представляет значительный интерес не только в прикладном, но и в теоретическом отношении.

Исследование акустики кипения позволяет глубже понять зтот сложный процесс, который до сих пор не получил строгого аналитического описания (И.Т.Аладьев), выявить дополнительные сведения о возникновении и развитии кризиса теплоотдачи при кипении. В связи с этим оно является важным для теплофизики.

Возбуждаемые паровыми пузырьками (полостями) звуковые импульсы излучаются в двухфазной среде, при атом может происходить образование различных ударных волн. Следовательно, полученные при исследовании звуковых явлений в кипящих жидкостях результаты имеют определенную ценность для развития гидродинамики двухфазных сред й нелинейной акустики.

Генерация звука в кипящей жидкости связана с особыми по своей физической' природе гидротермодинамическими колебаниями и автоколебаниями, обусловленными происходящим при испарении и конденсации теплообменом. Поэтому их изучение вносит несомненный вклад в общую теорию колебаний.

Актуальность темы диссертации видна из следующего обстоятельства: решением Координационного Совета по теплофизике Государственного комитета по атомной энергии при Совете Министров СССР была образована специальная секция "Акустические методы исследования процесса кипения и гидродинамики двухфазных пото-

ков" (шифр секции 381-228).

Актуальность данной конкретной работы подтверждается ее включением в Комплексную научно-техническую программу "Атоммаш" Северо-Кавказского научного центра высшей школы по научному направлению 02 "Парогенераторы, теплоносители, диагностика теплотехнического оборудования АЭС".

Цель работы

Цели диссертации: 1) в результате выполнения всестороннего исследования гидротермодинамических колебаний и автоколебаний при кипении детально выяснить механизмы их генерации с представлением количественных или качественных описаний физических моделей явлений; 2) решить ряд прикладных задач (разработать методики проведения численных и прямых натурных экспериментов для изучения звуковых явлений при кипении, предложить новые способы прогнозирования кризиса теплоотдачи при кипении пассивным акустическим методом, разработать способы искусственного срыва и диагностики ТААК, определить, при выполнении каких условий, а также в какой степени ТААК оказывают влияние на коэффициент теплоотдачи и скорость образования накипи и др.).

Методы исследования

Использованы экспериментальный, вычислительный и теоретический методы.

Научная новизна работы

Научная новизна диссертации в целом заключается в разработке нового научного направления: гидротермодинамические колебания и автоколебания при кипении.

Научную новизну ее отдельных разделов составляет следующее.

1. Систематизированный учет влияния числа степеней свободы колебаний частиц жидкости на вид импульса давления, гидродинамически возбуждаемого пузырьком пара при кипении. Опытное под-

- 6 -

гверждение целесообразности такого учета. 1

2. Формулы-алгоритмы математического моделирования процесса генерации переменного давления перовыми пузырьками в кипящих жидкостях. Результаты численных экспериментов, проведенных с целью анализа звуковых явлений при кипении.

3. Прямые опытные данные, с которыми расходится гидродинамическая теория излучения звука. Вывод о причине этого расхождения. Теория термодинамического звукообразования ("псевдокавитации") при пузырьковом кипении недогретой газированной жидкости. Доказательства справедливости этой теории на практике.

4. Данные прямого экспериментального исследования механизма возбуждения квазипериодических звуковых колебаний при пленочном кипении недогретых летучих органических жидкостей. Гидротермодинамическая теория звукообразования при таком кипении и результаты ее проверки.

5. Данные специальных и комбинированных опытов, проведенных при исследовании ТААК с целью выяснения влияния дисперсии скорости звука в двухфазной среде в канале на механизм генерации ТААК; проверки справедливости утверждения о том, что функции резонатора при этих автоколебаниях выполняет распределенная система - акустическое содержимое между границами отражения стоячей звуковой волны; выявления пространственной структуры акустического поля в этой системе; определения типа колебаний, возбуждаемых теплоподводом; выяснения причин взаимной обусловленности переменного давления и процесса кипения в канале (феномена "коллективного кипения"); выявления корреляции между стоячей волной давления и амплитудой пульсаций пристенной паровой фазы, а также температурами теплоотдащей стенки и жидкости вблизи поверхности кипения; доказательства возможности управлять этими автоколебаниями, уменьшая их амплитуду вплоть до

полного срыва; определения в пределах термодинамического цикла рабочего тела при преобразовании тепловой энергии в акустическую; установления фазовых соотношений между переменным давлением и колебаниями как температуры нагревателя, так и идущего от него потока тепла. Теоретический анализ влияния вида спектра собственных частот столба двухфазной смеси на режим стояЧих волн (одно- или многомодовый); роли термодинамического звукообразования при ТААК, влияния при этом нелинейно-параметрического эффекта изменения сжимаемости двухфазной среды в канале на глубину обратной связи. Новая физическая модель механизма генерации ТМК в целом.

6. Экспериментальные данные, полученные при исследовании влияния величины недогрева жидкости до температуры насыщения на частоту главного максимума в энергетическом спектре шума кипения, и их теоретический анализ.

7. Результаты прямых опытов, проведенных с целью выявления закономерностей шумообразования в кипящих жидкостях. Построенная на осноЕе гидродинамического приближения качественная физическая модель процесса шумообразования при кипении.

Практическая ценность

Практическую значимость работы представляет следующее.

1. Экспериментальные методики определения чувствительности и частотных свойств гидрофонов.

2. Шаровой интерферометр для измерения скорости звука в жидкости на низких частотах.

3. Методики синхронной регистрации колебаний объема паровой фазы и звукового давления.

4. Методики одновременного определения тепловых параметров и акустических характеристик процесса кипения.

5. Новые способы прогнозирования первого кризиса теплоот-

дачи при кипении пассивным акустическим методом.

6. Прямое доказательство повышения коэффициента теплоотдачи в период роста амплитуды ТААК.

7. Прямое доказательство резкого уменьшения скорости образования твердых отложений на поверхности кипения при наличии ТААК.

8. Способ уменьшения амплитуды (вплоть до полного срыва) ТААК без понижения при этом первой критической плотности теплового потока.

9. Способ диагностики наличия (или отсутствия) ТААК по виду частотно-амплитудного спектра сигнала, зарегистрированного при помощи внешнего (закрепленного на наружной стенке устройства) акустического датчика.

Автор выносит на защиту • Защищается следующее.

1. Экспериментальные установки и методики проведения прямых опытов с целью исследования механизмов звукообразования в кипящих жидкостях. Полученные при проведении этих опытов данные.

2. Формулы-алгоритмы математического моделирования процесса возбуждения переменного давления пузырьками пара при кипении. Результаты численных экспериментов, полученные с использованием этих формул.

3. Результаты обобщенного теоретического анализа звуковых явлений в кипящих жидкостях. Предложенные и разработанные физические модели механизмов генерации гидротермодинамических колебаний и автоколебаний при кипении.

4. Способы понижения уровня (вплоть до полного срыва) и диагностики ТААК. Новые способы прогнозирования приближения к первому кризису теплоотдачи при кипении пассивным акустическим

методом.

Апробация работы

Основные результаты диссертации были доложены, а также представлены в различных материалах (монографиях автора, полных текстах или тезисах докладов и др.) на нижеперечисленных совещаниях, симпозиумах, конференциях и форумах.

1) III, IV и V Всесоюзные конференции по теплообмену и гидравлическому сопротивлению при движении двухфазного потока в элементах энергетических машин и аппаратов (Ленинград, 1967, 1971, 1974);

2) Совещание-семинар научного направления 02 Северо-Кавказского научного центра высшей школы "Теплоносители, парогенераторы, диагностика теплотехнического оборудования АЭС" (Ставрополь, 1979);

3) Пятое заседание Координационного совета по теплофизике ГКАЭ (Обнинск, 1980);

4) VII и IX ежегодные региональные Чтения по физике (Ростов-на-Дону, 1980, 1981);

5) Всесоюзное совещание "Теплофизика метастабильных жидкостей в связи с явлениями кипения и кристаллизации" (Свердловск, 1985);

6) I, II и"III семинары "Акустические методы исследования процесса кипения и гидродинамики двухфазных потоков " (Киев, 1978, 1981, 1985);

7) Первая и Вторая Всесоюзные конференции "Теплофизика и гидрогазодинамика процессов кипения и конденсации" (Рига, 1982, 1988);

8) Второе Всесоюзное совещание "Метастабильные фазовые состояния - теплофизические свойства и кинетика релаксации" (Свердловск, 1989);

- 10 -

9) VII и VIII Всесоюзные конференции '"Двухфазный поток в энергетических машинах и аппаратах" (Ленинград, 1985, 1990);

10) VI, VIII, IX и XI Всесоюзные Акустические конференции (Москва, 1967, 1973, 1977, 1991);

11) I и II Минские Международные форумы по тепло- и массо-обмену (Минск, 1988, 1992);

12) Вторая Международная научно-техническая конференция "Актуальные проблемы фундаментальных наук" (Москва, 1994).

А также на научных семинарах энергетического института им. Г.М.Кржижановского (Москва, 1970, 1977); отдела ультразвука акустического института АН СССР (Москва, 1977); отдела нестационарных двухфазных потоков НПО "Энергия" (Москва, 1977); отдела теплообмена института высоких температур АН СССР (Москва, 1977, 1983); сектора жидких металлов энергетического института им. Г.М.Кржижановского (Москва, 1984); кафедры акустики МГУ им. М.В.Ломоносова (Москва, 1977, 1986); лаборатории теплообмена при фазовых превращениях института теплофизики СО АН СССР (Новосибирск, 1986); кафедры N13 МИФИ (Москва, 1987).

Публикации

По теме диссертации опубликовано 55 работ.

- 2 монографии: "Звуковые явления при кипении" (напечатана по решению отделения механики и прикладной математики Северо-Кавказского научного центра высшей школы) и "Термоакустические колебания и автоколебания при кипении" (экспонировалась на выставках работ XI Всесоюзной Акустической конференции и Второй Международной научно-технической конференции "Актуальные проблемы фундаментальных наук");

- обзор "Звуковые явления при кипении", написанный по заказу редколлегии журнала "Теплофизика высоких температур" АН СССР;

- И -

- 26 статей;

- 9 докладов и 15 тезисов докладов Всесоюзных и Международных научных форумов, конференций, симпозиумов и семинаров;

- 2 отчета о научно-исследовательских работах (выполненных под научным руководством и при непосредственном участии автора).

Структура и объем работы

Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения и списка цитированной литературы. В ней представлены определение задач исследования и основные результаты с выводами. Объем работы 305 е.,из которых 49 с. - иллюстрации (63 рисунка) и 47с.-литература (389 источников).

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

I. АНАЛИТИЧЕСКИЙ ОБЗОР СОСТОЯНИЯ ПРОБЛЕМЫ В ЦЕЛОМ

В § I этой главы рассмотрены вопросы гидродинамики излучения звука пузырьком пара или паровой полостью. Представлены три подхода при математическом описании гидродинамического звукообразования в трехмерном случае: Везанта и Рзлея, Л.Д.Ландау и Е.М.Лифшица, Хекла и Мюллера. Проанализированы гипотезы Осбор-на, В.В.Чеканова, Е.И.Несиса и др. о механизме образования звука при кипении.

В § 2 проведен детальный анализ экспериментальных результатов исследования интегральных и спектральных характеристик шума кипения и их связи с параметрами теплообмена.

В § 3 по работам Рэлея, Б.В.Раушенбаха, Л.К.Зарембо, В.А.Красильникова и др. представлены основные сведения об акустических колебаниях, возбуждаемых теплоподводом. В результате анализа известных экспериментальных данных обобщены сведения об основных свойствах ТААК. Рассмотрены теоретические модели генерации ТААК Фуге, Хаямы, В.А.Герлиги, М.И.Федорова, В.М.Фомиче-

ва, Е.И.Несиса и В.А.Ассмана. '

В § 4 на основе работ Е.А.Заболотской, С.И.Солуяна, В.Е.Накорякова, Бэтчелора, Ван Вейнгардена, Б.Г.Покусаева, И.Р.Шрейбера и др. описаны свойства двухфазных сред: нелинейность, диссипация, дисперсия, зависимость скорости звука от га-зо(паро)содержания, изменение акустического возмущения при прохождении через двухфазную среду.

В § 5 рассмотрены экспериментальные методики изучения процесса кипения. По данным работ Д.Н.Сорокина, С.А.Ковалева, И.Г.Маленкова и др. проанализированы возможности высокоскоростной киносъемки. Представлен модифицированный В.В.Чекановым и др. фотометрический метод с целью использования его при исследовании как поведения отдельных пузырьков пара, так и этого процесса в целом. Подробно описан акустический метод, включая конструкции и способы калибровки гидрофонов,а также способы измерения скорости звука в жидкости. В заключении этого параграфа представлены наиболее результативные комбинированные методики. 2. решение задач гидродинамического звукообразования ври кипении методой математического моделирования с численным экспериментом В § I этой главы предложен систематизированный учет влияния числа степеней свободы колебаний частиц жидкости.

Обобщение представленных в обзорной главе результатов, а также сведении о возбуждении плоской (М.А.Исакович) и осесим-метричной цилиндрической (Скучик) волн привело к выводу о возможности использования полного набора упрощенных соотношений:

Po(t) - A0V(t),

pl(t) - AidV(t)/dt, p2(t) - A2dV(t)/dt, p3(t) - A3dzV(t)/dtz,

A0 - pc2/V„, (1)

Ai - pc/(2S), (2) AZ - kpcH0<2)/(46), (3)

A3-p/(4Jtr). (4)

(1) (2)

Здесь в формулах констант р - плотность жидкости, с - скорость звука, V* - объем малого сосуда (линейные размеры которого значительно меньше •ст, т - длительность возбужденного импульса давления), Э - площадь поперечного сечения акустически узкого канала (с радиусом I?» < ст), к - 2тг/Х (X - длина звуковой волны), Н0(2) - функция Ганкеля второго рода нулевого порядка, 5 -толщина тонкого (5 < ст) цилиндрического слоя жидкости, г -расстояние от пузырька до места определения давления (I? <г< х, Г? - радиус пузырька).

Систематизированные соотношения (1-4) позволяют легко учесть влияние пространственных условий на импульсы давления, возбуждаемые пузырьками пара (газа) в жидкости^ поэтому эти соотношения были положены в основу получения формул-алгоритмов математического моделирования гидродинамического звукообразования при кипении.

Во втором и третьем параграфах данной главы представлены генерируемые пузырьками пара импульсы давления и частотные спектры импульсов при насыщенном кипении, а также приведены результаты исследования влияния различных условий на такие импульсы и спектры при кипении недогретой жидкости.

При насыщенном кипении оказалось возможным использовать простую формулу:'

1?а) - (го^-ехрС-Ь/То)]. (5)

В случае проведения оценочных расчетов константа 1?о может полагаться равной отрывному радиусу пузырька, а постоянная времени То - 1?о/у (6)

вычисляться с учетом скорости V роста пузырька до достижения им размера 1?о/3.

Чтобы повысить точность численных экспериментов, (?о и То определялись методом наименьших квадратов по всей совокупности

опытных данных.

При кипении недогретой жидкости для аппроксимации изменения радиуса пузырька со временем использовались следующие эмпирически подобранные формулы:

R(t) - RmSin(jlt/t) > (7)

(О < t < t) ;

R(t)/Rm - (t/tm)exp-C 11- (t/tm)h]>-, (8)

(h - находится с использованием метода наименьших квадратов при заданной величине отношения R(t)/Rm);

R - Rm(sinot/sine)k(cosd/cosB)1/k (9")

л - rtt/ (2t), 0 - rttm/(2T) и k - tg[rttm/(2X)];

R(t) - a(t/-c)exp(bt/t)/(t/t-l), (10)

a - Rl„ttm/t)exp(tm/t-l)], b - (l-tm/x)2/(tm/t)z.

Во всех этих формулах Rm - максимальный радиус эквивалентного

сферического пузырька, a tm и t - соответственно времена его

роста и "жизни".

Формула (5) как обобщающая аппроксимирует экспериментальные данные В.А.Горбаченко, Е.И.Четверикова; Робинзона, Шмидта, Блока, Грина с относительным средним квадратичным отклонением б < 1,0 Z. При использовании формул (8) б < 2,8 % (данные Г.Г.Трещева) и (9) б < 6,2 % (данные Гюнтера).

Полный набор необходимых формул-алгоритмов получен следующим образом.

Поочередно с применением одной из предложенных аппроксимаций (5,7-10) было задано изменение радиуса R(t), а значит, и объема V(t) эквивалентного сферического пузырька. Затем в соответствии с каждым из соотношений (1-4) были выведены формулы-алгоритмы для счета импульсов давления p(t). Формулы-алгоритмы для осуществления прямого преобразования Фурье функции . p(t) найдены либо строго аналитически (при исходных аппроксима-

циях 5 и 7), либо о использованием формул Бесселя для расчета частотно-амплитудного и частотно-фазового спектров на ЭВМ (в случаях аппроксимаций 8-10).

Проведенные на основе формулы (5) численные эксперименты привели к следующим результатам, относящимся к насыщенному кипению (рис. 1).

В нульмерном случае под действием пузырька создается импульс давления типа "ступенька", амплитуда которого ~!?о3. Фаза нулевой составляющей в частотном спектре -к/г.

В одно- и двухмерном случаях в волнах излучаются импульсы давления положительной полярности с амплитудой ЧЛ"1. Максимума они достигают в момент .времени Ь-1,10Го. Фаза нулевых составляющих в частотных спектрах - 0.

В трехмерном случае генерируется двухполярный импульс давления с амплитудой ~Ко3-Со~г- Положительного и отрицательного максимумов он соответственно достигает в моменты времени t -(0,303 и 1,89)т:о. Отношение амплитуд этих максимумов 10,0:2,99. Частота главного максимума в спектре ы*-1,21/Хо, фаза нулевой составляющей равна +К/2.

Вычислительный эксперимент, проведенный с использованием данных Абдель-Калика, а также Дергарабедяна, позволил установить, что при насыщенном кипении при повышении плотности теплового потока (или перегрева) амплитуда генерируемых пузырьками пара импульсов давления растет, а их длительность уменьшается, в результате чего главный максимум в частотно-амплитудном спектре смещается вправо.

При кипении недогретой жидкости в нульмерном случае пузырек создает импульс сжатия; в одно- и двухмерном случаях вначале возбуждает волну сжатия, а затем разрежения; в трехмерном последовательно генерирует волны сжатия, разрежения и сжатия

(рис. г).

Влияние соотношения ^Ас периодов роста и охлопывания пузырька на генерируемый им импульс р(Ъ) , а также спектральные характеристики импульса исследовано при помощи вычислительного эксперимента с использованием аппроксимации (7-10). Это соотношение изменялось в пределах от 0,10 до 10,0. В результате было выяснено следующее (рис. 3).

Как и следовало ожидать, при отношение амп-

литуд возбуждаемых пузырьком волн сжатия и разрежения обратно пропорционально величине Ьт/1с. Отклонение от такой зависимости наблюдается, когда акустически активный период та (промежуток времени, определяющий часототу главного максимума в спектре) оказывается существенно меньше времени "жизни" пузырька т. Линейная частота главного "максимума в спектре звукового импульса - - 1/т:а. При этом, чем больше отличаются ^ и 1с, тем сильнее неравенство та<т: (если ^ - то та-т).

При р(1)~<32У(1)Л1Ь2 отношение волн сжатия, возникающих в периоды роста и охлопывания пузырька, обратно пропорционально величине (Ьщ/Чс)2 и практически не зависит от связи X и ха. С частотно-амплитудным спектром дело обстоит несколько сложнее. При выполнении неравенства 0,5<ЬтАс<2 частота главного максимума ^з - (1,3-1,9)/т - 1,3/Та и от соотношения зависит слабо. Если же 0,25НпАс>4, то период т:а становится прямо пропорциональным меньшему из промежутков времени Ьт или что приводит в соответствующих областях изменения к выполне-•няю равенств: ^з - сопэ^Ащ и - сопэЬг/Ьс

Кривая ф(у) частотно-фазового спектра имеет положительную (^<ЬС), нулевую (1т^с) или отрицательную кривизну.

Причем всегда во всех случаях и при любой из использованных

< «

- 17 -

аппроксимаций (7-10) выполняется равенство:

tn/tc « Л* /(-2Я), (И)

где Дф - разность фаз составляющих в спектре на частотах ш -- 2я/т и w - 0.•

С целью исследования влияния недогрева ДТН жидкости до температуры насыщения и статического давления РСт на. звуковые импульсы, генерируемые пузырьками пара при кипении в большом объеме, использовалась аппроксимация (9) и среднестатистические данные для Rm, t и tm, полученные Д.М.Костанчуком. Оказалось, что с ростом ДТН амплитуда импульсов. p(t) и частота главного максимума в их спектре повышаются. Причем, только при самом высоком недогреве амплитуда волны сжатия в период охлопывания пузырька достигает амплитуды волны сжатия в период его роста. Частота главного максимума в спектре импульсов p(t) меняется в соответствии и с ранее экспериментально найденным соотношением f«3 - const ДТН. (12)

При повышении статического давления Рст амплитуда импульсов p(t) и частота главного максимума в их спектре падают (повышение Рст вдвое приводит к уменьшению амплитуды p(t) примерно на порядок), причем при всех значениях РСт от 1,0 до 8,0-105 Па излучаемая и период роста пузырька волна сжатия имеет большую амплитуду.

Аппроксимация (10) применена при проведении вычислительного эксперимента для оценки влияния плотности теплового потока q и недогрева ДТН на импульсы p(t) в нуль-, одно-, двух- и трехмерном случаях. При этом использованы среднестатистические данные, полученные И.С.Сологуб при исследовании процесса кипения на малоинерционных в тепловом отношении нагревателях - активных центрах кипения, выполненных в виде микроспирали. С уменьшением ДТН амплитуда импульсов p(t) растет (напомним, что при кипении

» .

на развитых поверхностях она падает). Длительность этих шпуль-сов увеличивается так, что для частоты главного максимума в спектре импульсов в трехмерном случае выполняется равенство (12). С ростом мощности тока, питающего активный центр кипения (а значит, и q), амплитуда импульсов p(t) падает, а частота главного максимума в их спектре (в волновых случаях) повышается. Напомним, что при насыщенном кипении с ростом q (при увеличении ДТ) амплитуда импульсов p(t), наоборот, увеличивается.

3. МЕТОДИКИ И УСТАНОВКИ НАТУРНЫХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ

В первом параграфе этой главы представлены конструкции и калибровка гидрофонов.

Цилиндрические гидрофоны с внешним диаметром 2,5-3,4 мм на длинных "ножках" позволили непосредственно исследовать профили стоячих волн давления в Каналах с кипящей жидкостью.

При равенстве внутренних диаметров канала и цилиндрического пьезозлемента последний заподлицо, вмонтировался в стенку канала. Это позволяло избавиться от влияния гидрофона на поток теплоносителя в канале.

Сферические пьезоэлементы с внешним диаметром 10 мм использовались при изготовлении контрольных (образцовых) гидрофонов. Хорошая акустическая развязка и эластичное лаковое покрытие позволили получить у этих гидрофонов частотно-амплитудную характеристику, близкую к идеальной во всем рабочем диапазоне частот от О до 200 кГц.

Два сферических пьезозлемента из керамики ТБ с толщиной оценки 2,5 мм и диаметром внутренних полостей 44 и 45 мм использовались: первый в качестве гидрофона-сосуда, а второй -малой камеры с жесткими стен каш при градуировке гидрофонов.

При калибровке гидрофонов были применены специально разработанные (совместно с В.А.Ассманом) лабораторные экспресс-мето-

ды, отвечающие требованиям ГОСТа и основанные на следующем: 1) гидрофоны с внешним диаметром не более 10 мм, имеющие симметричную конструкцию, можно градуировать не по полю, а по давлению; 2) градуировку по давлению проводить в камерах небольших размеров квазистатическим способом.

Метод использования малой измерительной камеры при определении чувствительности и снятии частотных характеристик гидрофонов был модифицирован так, что эта камера одновременно выполняла и функции прямого электроакустического преобразователя (излучателя). При этом свойства калибруемого гидрофона определялись в результате сравнения с контрольным гидрофоном. При снятии частотно-амплитудных характеристик давление в камере на разных частотах поддерживалось одинаковым или ручной регулировкой напряжения на излучателе, или автоматически с использованием сигнала, действующего на выходе контрольного гидрофона. В автоматическом режиме частотно-амплитудные характеристики калибруемого гидрофона записывались с верностью воспроизведения не хуже ±0,5 дБ.

Для измерения скорости звука в жидкости на низких частотах предложен, разработан и применен шаровой интерферометр, который описан во втором параграфе третьей главы.

Несколько зафиксированных гидрофоном интерферометра первых резонансных максимумов, связанных с радиальными модами колебаний в жидкости, остры и не имеют сателлитов. В результате при плавной перестройке генератора от руки можно измерить частоты этих максимумов электронным цифровым частотометром с высокой степенью точности (до ±1 Гц) и рассчитать скорость звука по формуле .с - ОГщ/т, т - 1, 2, 3,... (13) Здесь 0 - внешний диаметр сосуда, т - номер моды к ^ - частота

> *

соответствующего максимума. При этом, достаточно высокая точность (около 1%) получается в результате усреднения двух вычисленных значений с по частотам второго и третьего максимумов.

В § 3 третьей главы представлены методики синхронной регистрации колебаний контролируемого объема паровой фазы и звукового давления.

Классическим методом изучения процесса кипения является скоростное кинематографирование. В данной работе с этой целью применялась скоростная кинокамера СКС-1М-16, позволяющая в форсированном режиме производить съемку до 5000 кадров в секунду. Имеющаяся в кинокамере и предназначенная для получения временных меток неоновая лампочка использовалась иначе. А именно, сигнал с выхода гидрофона после усиления через диод подавался на эту лампочку для получения на кинопленке (в области перфорационных отверстий) звуковых меток (рис. 4). Таким образом на кинопленке синхронно регистрировались поведение пузырька и сигнал, связанный с возбуждаемым этим пузырьком звуковым давлением.

По звуковым меткам воспроизводился сигнал на выходе усилителя. Так как в представленном случае звуковое давление в течение полупериода меняется практически по гармоническому закону, то для нахождения амплитуды этого сигнала можно воспользоваться формулой:

2ях/Т - Я-агсз1п(и3/ит) +агсзш(иг/Цт). (14)

где Т - период звукового колебания, х - длительность звуковой метки, а 1!3 и 1)г -соответственно напряжения зажигания и гашения неоновой лампочки. Кроме того, учитывалось, что в момент достижения максимума звукового давления звуковая метка делится в соотношении:

-С1/-С2 - £к-2агсзтСи&/ит)^/1п-2агсзт(,иг/ит). (15)

На рис. 5 показаны полученные описанным выше способом графики: вверху - восстановленный по звуковым меткам звуковой сигнал на выходе усилителя, в середине - звуковые метки, внизу -изменение объема генерирующего звук парового пузырька. Как видно из этого рисунка, ошибка при определении фазы звукового давления с помощью звуковых меток по отношению к периоду изменения этого давления не больше 5%.

Синхронная регистрация колебаний объема паровой фазы и звукового давления в целом ряде опытов проведена с использованием предложенного В.В.Чекановым и модифицированного фотометрического метода. Ниже представлены некоторые особенности применения этого метода в проведенных экспериментах (рис. 6).

Сигнал с выхода ФЭУ поступал на один вход двухлучевого осциллографа, а с выхода гидрофонного усилителя - на его другой вход. Этим и достигался полный синхронизм в регистрации колебаний контролируемого объема (в пределах выреза диафрагмы) паровой фазы и звукового давления.

Фотометрическим методом регистрировались: 1) изменение абсолютного диаметра непрозрачного сферического пузырька (рис.?а и б), 2) колебания объема паровой полости около нагревателя при пленочном кипении и 3) пульсации пристенного паросодержания при ТААК (рис. 8а и б).

В последнем § 4 третьей главы представлены методики одновременного определения тепловых параметров процесса кипения и характеристик звукового сопровождения.

При использовании прямого разогрева поверхности кипения электрическим током малоинерционные в тепловом отношении нагреватели (тонкостенные трубки, тонкие проволоки) могут служить датчиками теплового сигнала, связанного с колебаниями температуры этих нагревателей.

Изменение условий теплообмена с окружающей средой приводит к различным по величине колебаниям температуры на отдельных участках нагревателя или по всей его длине. При малых флуктуа-циях температуры нагревателя можно считать постоянными его длину 1, а также сечение Б, удельное сопротивление г и температурный коэффициент сопротивления удельную теплоемкость с и плотность рн. Для тонких нагревателей, кроме того, можно пренебречь градиентом температуры по толщине и рассматривать распределение температуры как одномерное.

Если полное сопротивление всей цепи нагревателя велико, то есть выполняется соотношение К'полн3'^-» то изменением тока в цепи можно пренебречь и считать I * 1_. Тогда переменная составляющая напряжения, действующая на концах нагревателя, будет равна:

- йт1_Ч-/(с52рн) - к^, (16) где - переменная составляющая тепла, запасенного нагревателем. И

Рж~ - 1_и~-11/(кг 1_)] (с*и~/Л). (17)

Из формул (16-17) видно, что тепловой сигнал позволяет найти переменную составляющую мощности, характеризующей передачу тепла от нагревателя в окружающую среду.

Если температура не только по толщине, но и в пределах всей длины 1 нагревателя со временем меняется одинаково, то

- с5рн1Т~ - к2Т~. (18) Следовательно, в этом случае переменная составляющая напряжения, действующего на концах нагревателя, является не только тепловым, но и температурным сигналом.

На рис. 9 показана осциллограмма ( полученная совместно с В.А.Ассманом и И.С.Сологуб) при одновременной регистрации колебаний температуры нагревателя (переменной составляющей напряже-

ния на его концах)', - верхняя кривая - и звукового давления -нижняя кривая. Как видно из этой осциллограммы, переменная составляющая этой температуры меняется с частотой ТААК по закону, близкому к гармоническому, и отстает по фазе от звукового давления примерно на четверть периода. При этом авуковое давление и находятся в противофазе.

Во второй серии опытов кипение происходило на нагревателях (которые одновременно служили термометрами сопротивления) в результате пропускания через них электрического тока (рис. 10а).

Замеры напряжения и тока (для расчета удельного теплового потока ч), сопротивления й (для расчета ДИ - !? - Ко, где 1?о -сопротивление нагревателя при температуре насыщения То), а также действующего звукового давления Рзв делались одновременно. На одном графике строились зависимости: д(ДР?) - 1 (кривая кипения, так как ¿У? - ДТ-ТСт-То) и рзв(ЛЮ - 2 (рис. 106 и в).

Проведение опытов по описанной методике дало возможность впервые сопоставить одновременно полученные зависимости 1, 2 и с полной достоверностью определить характер изменения уровня шума кипения при приближении к первому и второму кризисам (с контролем при помощи кривой 1 моментов прохождения кризисов).

В третьей серии опытов использовался электронный обогрев (рис. 11), полученные при этом данные показаны на рис. 12.

В ряде опытов после включения установки Тсх медленно (чтобы не сказалось время релаксации термопар) повышалась, при этом производилась непрерывная запись ч и Рзв во всей области пузырькового, а затем и переходного кипения (образование сплошной пленки пара контролировалось визуально). После выключения установки в результате остывания насадки запись происходила при понижении ТСт- В ходе записей ряд значений ТСт одновременно фиксировался на диаграммных лентах обоих самописцев в виде меток.

Чтобы полностью сопоставить зависимости q(TCT) и Рзв(ТСт)» они перефотографировались для получения одинакового масштаба по оси температур. При этом контроль масштабов и правильности совмещения записанных кривых осуществлялся при помощи температурных меток. Полученные таким образом результаты представлены на рис. 13.

При использовании нагревателей с массивным теплопроводящим телом менялась конструкция только самого нагревателя, методика одновременного получения кривых q(TCT) и Р3в(ТСт) оставалась одинаковой.

4. ГИДРОТЕРМОДИНАМИЧЕСКОЕ ЗВУКООБРАЗОВАНИЕ ПРИ КИПЕНИИ НЕДОГРЕТЫХ ЖИДКОСТЕЙ

В § 1 данной главы представлен ряд впервые проведенных различных прямых экспериментов, анализ результатов которых позволил обнаружить, что генерируемый в период охлопывания пузырька импульс давления имеет большую по сравнению с рассчитанной в соответствии с гидродинамической теорией амплитуду. Это расхождение объяснено так.

Преобразование тепловой энергии в акустическую является результатом одновременного действия двух различных физических механизмов. При этом возбуждаемый пузырьком пара импульс давления p(t) должен быть представлен суммой:

P(t) - pr(t) + pr(t). (19)

Ее первое слагаемое - гидродавление pr(t) - обусловлено гидродинамическими эффектами, непосредственно вызванными образованием и исчезновением паровой фазы в виде пузырьков, под действием которых возникает движение жидкости и, как следствие, изменение в ней давления. Второе слагаемое - термодавление pT(t) - связано с конденсационным охлопыванием пузырька, при котором в жидкость поступает теплота фазового перехода, в результате чего

1 I

жидкость нагревается и расширяется. При расширении жидкости происходит добавочное сжатие находящегося в ней парогазового пузырька и дополнительное повышение в нем давления. Для этого феномена предложено название термодинамическое звукообразование, или псевдокавитация.

В § 2 представлена впервые предложенная физическая модель, позволяющая в первом приближении описать дополнительное повышение давления Др в парогазовом пузырьке. В основу этого описания положены: вириальное разложение, уравнение теплового баланса, зависимость объемного расширения жидкости от ее температуры и учет наличия радиального градиента температуры вокруг пузырька. В результате получена формула:

Др - Р0СВоУт/(Уо-СВоУт). (20)

Здесь Р0 - статическое давление, С > 1, Ут и У0 - начальный и конечный объемы схлопывающегося пузырька, а константа В0 - «жрпЬ/(ржСж). (21)

В формуле (21) а - температурный коэффициент объемного расширения, р - плотность, I и с - удельные теплота парообразования и теплоемкость. Индексы ж - жидкость, п - пар. Значения входящих в формулу (21) параметров должны соответствовать температуре в объеме жидкости.

С учетом изотермической сжимаемости жидкости в объеме Ут формула (20) имеет вид:

Др - Р0(СВ0-кДр)Ут/СУ0-(СВ0-кДр)Ут]. (22)

Здесь к - коэффициент изотермической сжимаемости. Сравнение в случае воды порядков величин В (10~4) и к (Ю-11 Па-1) показывает, что при значениях Др до 105 Па влиянием изотермической сжимаемости можно пренебречь.

Так как У0 - ХоУт (хо - объемное газосодержание в жидкости), поэтому

Др - РоСВоЛяо-СВо). (23)

Далее в § 2 четвертой главы приведены сведения о прямых экспериментах, подтверждающих теорию гидротермодинамического звукообразования на качественном и количественном (рис. 7а) уровнях, а также свидетельствующих о возможности возникновения ударной волны (рис. 76), когда увеличение объема жидкости, расширившейся при конденсационном охлопывании парогазового пузырька, достигает объема содержащегося в пузырьке газа: СВ0Ут - У0. (24)

Как видно из рис. 76, в период схлопывания пузырька фронт генерируемого импульса сжатия действительно становится все более крутым и наконец разрывным. После резкого повышения звуковое давление совершает осцилляции, причина которых - трансформация двухфазным слоем энергии ударной водны. Частота этих ос-цилляций определяется наиболее вероятным размером содержащихся в воде пузырьков воздуха. Все перечисленное - характерные явления кавитации. Однако, при том сравнительно небольшом ускорении, с которым происходит охлопывание пузырька, только за счет гидродинамических эффектов ничего этого бы не происходило. Определяющую роль в данном случае играет не гидродавление, а термодавление (19).

Все сказанное выше объясняет, почему явления, в основном обусловленные конденсационным охлопыванием пузырька пара в не-догретой жидкости, в работе названы псевдокавитацией.

Б § 3 четвертой главы рассмотрена еще одна разновидность гидротермодинамического звукообразования. В этом параграфе результатами прямых опытов доказано, во-первых, что причина "свиста" при пленочном кипении недогретых летучих органических жидкостей не объемные пульсации паровой полости около нагревателя (эти пульсации являются вынужденными), во-вторых, чтс

»

"свист" генерируется пузырьками пара перед их отрывом, пока они через "ножку" сообщаются с паровой полостью (рис. 4 и 5).

Для объясненйя механизма объемных пульсаций сообщающихся через "ножку" с паровой полостью пузырьков предложена следующая физическая модель.

Скорость v_ конденсации пара в пузырьке определяется площадью его поверхности и с ростом пузырька увеличивается. Пока скорость ч+ поступления пара в пузырек из полости через "ножку" (рис. 1) остается больше v-, наблюдается рост пузырька. После того момента, когда и v- оказываются равными, рост пузырька продолжается еще неюэторое время благодаря движению жидкости по инерции, поэтому, достигнув очередного максимального размера, пузырек оказывается термодинамически ( v+ < v_ ) и механически ( Рп < Р"° ) неравновесным и начинает сжиматься. Деградирующий пузырек увлекает за собой жидкость, которая продолжает двигаться по инерции и сжимает пузырек после того момента, когда и опять становятся равными. При очередном минимальном объеме пузырек гоже является неравновесным (у_ < у+, р«> < рп) и начинает расти. Таким образом пузырек и совершает объемные пульсации, вызванные специфическим релаксационным термодинамическим процессом и движеняем жидкости по инерции.

В результате аналитического описания явлении шведены формулы для расчета частоты этих пульсаций

<и - 4а(!гЬ3/у+)1/г (25)

и амплитуды создаваемого пузырьком переменного давления Рт - ар(тгЬ3у+)1/г/(4г). (26)

Здесь а - константа.Ь - удельная скорость конденсации пара, р -плотность жидкости и г - расстояние до центра пузырька.

Формулы (25; и (26) подтверждены целым рядом экспериментальных данных, полученных при изменении как плотности теплово-

го потока, так и недогрева жидкости до температуры насыщения.

5. ТЕРЧОЛКУСТНЧЕСКИЕ АВТОКОЛЕБАНИЯ (ТААК)

В § 1 данной главы на основе данных эксперимента проведен специальный расчет, который показал, что частота резонансных пульсаций среднестатистического пузырька пара при развитых (достигших максимального уровня) ТААК равна 28,3 кГц, в то время как частота самих ТААК - 0,62кГц. Следовательно, при этом не достигается нижняя граница проявления дисперсионных эффектов. В результате сделан вывод, что при анализе механизма генерации ТААК явление дисперсии можно не учитывать.

В § 2 на основе решения волнового уравнения со скоростью звука, меняющейся линейно с координатой, выведена формула спектра собственных частот столба двухфазной смеси в канале: Mm - (cL-c0)-{in2jr2[ln(cL/cb)3~z+V4>1/z/L, т - 1,2,3, ... (27) (cl - co+bL, b - dc/dx - const, m - номер моды и L - расстояние между акустическими границами).

Из формулы (27) следует, что эти частоты не прямо пропорциональны номеру моды. Кроме того, что частоты гармоник основного колебания, соответствующего 1-ой моде, расходятся с высшими (начиная со второй)- резонансными частотами.

В § 3 представлены результаты прямых экспериментов (выполненных совместно с В.А.Ассманом) по исследованию при помощи подвижного миниатюрного гидрофона акустического поля в канале при ТААК. Эти эксперименты позволили обнаружить существование двух режимов стоячих волн - одно- и многомодового. При одномо-довом режиме кривые распределения амплитуд колебаний звукового давления по длине канала на высших гармониках в основном повторяют ход такой кривой на частоте первой гармоники. Главной причиной этого режима является уже отмеченное расхождение частот гармоник с высшими (начиная со второй) резонансными частотами

столба двухфазной смеси в канале. Если такое расхождение невелико, то реализуется многомодовый режим, при котором в канале существует система стоячих волн с кратными частотами.

В § 4 показано, что средняя за период ТААК и в пределах длины канала скорость звука в двухфазной среде, которой определяется частота,собственных колебаний резонатора и в результате частота ТААК, обратно пропорциональна величине безразмерного комплекса:

Ф - дТо/(РСТУДТН)• (2В)

Здесь ч - удельный тепловой поток, ДТн/То - относительный не-догрев жидкости на входе в канал (То - температура насыщения), V - скорость потока жидкости и РСт ~ статическое давление на выходе из канала. Затем на основе анализа, свойств, резонатора объяснены причины или плавного изменения частоты ТААК при изменении условий кипения, или резкого скачка этой частоты, определяемого отношением номеров мод.

В § 5 представлены результаты экспериментального исследования влияния скорости потока жидкости в канале на амплитуду ТААК, при проведении которого блло установлено, что при увеличении этой скорости с 0,5 до 4,0 м/с амплитуда ТААК уменьшилась в 10 раз. Кроме того, было обнаружено, что ТААК не срываются в момент полной остановки жидкости в канале и существуют еще в течение короткого промежутка времени,пока температура нагревающейся жидкости приближается к температуре насыщения.

Все это привело к выводу, что ТААК представляют собой в соответствии с классификацией Б.В.Раушенбаха I тип колебаний, возбуждаемых теплоподводом.

В § 6 решается вопрос о рабочем теле, при ТААК. Нз основе данных опытов, представленных осциллограммами на рис. 8а и б,, и других (полученных совместно с Е.И.Четвериковым и В.А.Ассманом)

построены диаграммы работы за период ТААК. Направление обхода этих диаграмм изображающей точкой против часовой стрелки. При наличии в канале большего количества воздушных пузырьков совершаемая переменным давлением работа над парогазовой фазой больше.

Кроме паровых пузырьков в канале имеется жидкость, фаза изменения объема которой противоположна фазе изменения объема пузырьков. Поэтому, если построить фазовую диаграмму за цикл в координатах Уж, р, то изображающая точка будет совершать обход этой диаграммы по часовой стрелке. Следовательно, рабочим телом при ТААК является заполняющая канал жидкость.

В 7 параграфе представлена следующая теория параметрической обратной связи при ТААК.

Обратная связь при ТААК действует через стоячую волну давления. Но это только одна сторона механизма обратной связи.

В двухфазной парожидкостной смеси связь между давлением р, плотностью жидкости рж, объемным паросодержанием х и г - cp/cv может быть представлена формулой:

Р - р*(1-х)/(тх). (29)

В (29) х целесообразно представить его постоянной х- и переменной зи составляющими:

р - const-[1-(х_+х~)]/(х_+х~). (30)

При > х_ и < 1

р - const / xv. (31)

Формулы (30) и (31) позволяют оценить дополнительное повышение давления в двухфазной смеси, вызванное уменьшением ее па-росодержания х при охлопывании пузырьков. Это повышение давления является причиной лавинообразного развития процесса и отражает вторую - параметрическую - сторону механизма обратной связи. Таким образом показано, что параметрическая теория обратной

связи полностью согласуется с феноменом "коллективного" охлопывания пузырьков пара при ТААК. Все сказанное подтверждено результатами специальных опытов.

В § 8 представлены прямые эксперименты, выполненные с целью исследования распределений по длине канала интенсивности кипения, температур нагревателя и жидкости в пристенном слое. Полученные при этом результаты также полностью согласуются с предложенной физической моделью генерации ТААК.

В § 9 приведено описание автоколебательной системы при ТААК в целом.

В последнем § 10 пятой главы представлены результаты решения некоторых практических задач, связанных с ТААК.

Знание механизма действия параметрической внутренней обратной связи позволило предложить высокоэффективный метод предупреждения возникновения ТААК, основанный на разрыве ее цепи. Практически для этого окааалось достаточным в канал охлаждения ввести микросильфон или трубочку из эластичного материала, заполненные воздухом. Такой же результат может быть получен иначе, если рядом с рабочим каналом во вспомогательной камере в герметичной эластичной оболочке содержится газ, находящийся в акустическом контакте с теплоносителем в канале.

Главное преимущество предложенного метода (по сравнению, например, со способом увеличения степени газированности теплоносителя) заключается в том, что при его применении не происходит уменьшения первой критической плотности теплового потока.

В работе экспериментально доказана эффективность такого метода в диапазоне изменения тепловой нагрузки от начала кипения (> I МВт/м2) до пережога нагревателя « 20 МВт/м2), а также при варьировании относительного недогрева ДТН/Т0 на входе в канал от 0,3 до 0,8; скорости потока теплоносителя от 0,2 до *4,0

м/с; статического давления от 0,10 до 0,37 МПа. Метод проверен при всех возможных парах акустических границ канала (открытая -открытая, закрытая - закрытая и открытая - закрытая) и при использовании в качестве теплоносителей воды, этиленгликоля и 66Х раствора этиленгликоля в воде.

Найденный метод предупреждения генерации ТААК позволил поставить прямые эксперименты с целью ответа на важные в практическом отношении вопросы о влиянии этих колебаний на коэффициент теплоотдачи (который под действием ТААК возрастает на 7-10%) и скорость образования твердых отложений на поверхности кипения (которая, наоборот, резко уменьшается).

Далее показано, что характерный вид частотно-амплитудного спектра сигнала на выходе пьезодатчика (с резко выраженными максимумами- на частоте колебаний и ее гармониках) может быть использован с целью обнаружения ТААК и определения степени их развитости. При этом могут быть применены не только гидрофоны, но и акселерометры, закрепленные на внешней стенке канала (или на корпусе устройства, в котором имеются каналы охлаждения).

6. НОВООБРАЗОВАНИЕ ПРИ КИПЕНИИ

В § 1 последней главы в рамках гидродинамического приближения выполнен качественный обобщенный анализ всех полученных экспериментальных данных. Основные посылки этого анализа таковы.

1. С ростом перегрева ДТ при прохождении областей пузырькового и переходного кипения, излучателями звука при малых ДТ являются пузырьки пара, при больших ДТ - пузырьки пара и неустойчивые паровь'' полости, при еще больших ДТ (в переходном режиме) - в основном полости. С ростом ДТ частота образования пузырьков - вначале увеличивается, а после появления полостей уменьшается. Частота возникновения полостей тоже сперва растет,

*

а затем падает. Перегревы ДТЧ и ДТг, при которых эти частоты достигают максимумов, зависят от распределения активных центров на поверхности кипения, то есть от характера ее обработки.

2. Среднестатистический объем неустойчивой паровой полости при повышении ДТ увеличивается. Поэтому растет и амплитуда возбуждаемых полостью импульсов давления. Частота главного максимума в спектре имрульсов в волновых случаях находится в обратной зависимости от длительности этих импульсов, т.е. от времени "жизни" пузырька или полости (формулы 1-4).

3. В случае насыщенного кипения при повышении q (или ДТ) амплитуда возбуждаемых пузырьками пара звуковых импульсов растет, а при кипении с высокими недогревами, наоборот, падает.

В § 2 представлены результаты исследования связи частотно-амплитудных спектров шума кипения с первой критической плотностью теплового потока.

В работах М.А.Стыриковича и С.С.Кутателадзе теоретически строго доказано, что при высоких недогревах справедлива формула: qKPl - constiüTH. (32)

Из данных натурных и численных экспериментов настоящей работы следует, что частота f* главного максимума в частотно-амплитудном спектре шума кипения в одно-, двух- и трехмерном случаях так же просто связана с недогревом:

f* - const2ÄTH. (33)

Из соотношений (32) и (33) вытекает, что

QkpI - const3f», (34)

то есть что частота главного максимума в энергетическом спектре шума развитого кипения до появления неустойчивых паровых полостей может служить мерой первой критической плотности теплового потока.

Так как обычно f» - l/t, то из (34) имеем:

С1кв1 - сопзЬ4/т. . (35)

Зависимость (35) понятна: в самом деле, чем меньше время "жизни" пузырьков т, тем меньше вероятность слияния поверхностных пузырьков, образующихся на близко расположенных активных центрах кипения.

В § 3 рассмотрены возможности прогнозирования кризиса теплоотдачи при кипении пассивным акустическим методом.

Соответствующие выводы сделаны только на основе анализа результатов собственных комбинированных экспериментов (рис. 106 ив, 12, 13).

Показано, что при использовании нагревателя с малой тепловой инерцией Тн < "С прогнозирование приближения к криаису теплоотдачи при кипении по уровню сопутствующего шума (рис. 106 и в) возможно только после тарировки системы контроля, так как тарировка всегда необходима, когда этот уровень зависит от поглощения звука и места установки гидрофона.

В случае кипения на нагревателях с большой тепловой инерцией ("Сн>тПол)» когда образование неустойчивых паровых полостей еще до наступления кризиса теплоотдачи приводит к быстрому росту уровня шума кипения, перед кризисом резко возрастают производные с!Рзв/с1Тсх (рис. 12в) и <ЗРзв/<Зч.

В § 4 представлены автоколебания, которые возникают при кипении на массивном теплопроводящем теле (тт > -сПОл) • Такие автоколебания сопровождаются резким повышением ч (рис. 13 б,в1. Если они появляются при ?ст<ТКр1. то дальнейший рост ТСт и при температурах больших ТКр1 к кризису теплоотдачи при кипении не приводит: тепловой поток продолжает монотонно увеличиваться (рис. 13в). При этом частота автоколебаний вначале быстро падает, а затем повышается, причем минимум частоты наблюдается при Тст *

Рассматриваемые автоколебания могут быть использованы с целью предупреждения возникновения аварийных состояний теплообменников, работающих в условиях высокофорсированных режимов (вблизи кризиса).

В § 5 рассмотрен вопрос об акустическом взаимодействии пузырьков пара при кипении как одной из возможных причин "дальнодействия".

В последнем § 6 шестой главы проанализированы условия возникновения резонанса и гидродинамических автоколебаний в кипящей жидкости.

Возбуждаемые статистически независимыми паровыми пузырьками знакопеременные звуковые импульсы приводят к возникновению резонанса, когда частота главного или другого максимума в энергетическом спектре шума совпадает с одной из собственных частот системы, в которой происходит кипение. В гидродинамически и акустически узком канале частота главного максимума в спектре f*I - I/Ta * I/T * 0,5/tm; (36)

в узком только в акустическом отношении канале, а также и большом объеме

f*3 - 1,32/та * 0,66/tm (37)

(Та - акустически активный период звукового импульса, Т и tm -соответственно времена "жизни" и роста пузырька).

Генерируемое пузырьками пара звуковое давление при резонансе может достигнуть такой амплитуды, при которой оно начинает влиять на процесс кипения: волны разрежения способствуют образованию (росту) пузырьков, волны сжатия производят противоположное воздействие. Если при этом обратная связь оказывается положительной и имеет достаточную глубину, то устанавливается режим гидродинамических автоколебаний (ГДАК).

- 36 -

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Разработан и применен метод математического моделирования с целью исследования в гидродинамическом приближении звукообразования при кипении. Впервые предложен систематизированный учет влияния числа степеней свободы колебаний частиц жидкости на возбуждаемый пузырьком пара импульс давления (1 - 4). Найдена универсальная формула (5), аппроксимирующая с малым средним квадратичным отклонением изменение радиуса эквивалентного сферического пузырька при насыщенном кипении в самых различных условиях. В рамках системного подхода выведен полный набор формул-алгоритмов для расчета генерируемого пузырьком пара при насыщением кипении импульса давления, частотно-амплитудного и частотно-фазового спектров импульса. Подобран ряд зависимостей (7, 8, 9 и 10 ), аппроксимирующих изменение радиуса эквивалентного сферического пузырька при кипении недогретой жидкости. Получены формулы-алгоритмы для вычисления импульсов давления при использовании каждой из этих зависимостей.

2. На основе полученных формул-алгоритмов проведены численные эксперименты, позволившие выяснить влияние соотношения периодов роста и охлопывания пузырька пара, а также перегрева жидкости, ее температуры, плотности теплового' потока и статического давления на возбуждаемые пузырьками, при кипении импульсы давления и частотные спектры импульсов.

3. Предложены и разработаны новые экспериментальные методики, которые легли в основу создания установок для проведения прямых опытов, выполненных с целью изучения звуковых явлений при кипении. Разработаны и изготовлены гидрофоны специальных конструкций и другие пьезопреобразователи. Для определения абсолютной чувствительности и снятия частотно-амплитудных характеристик этих гидрофонов предложены и использованы новые, отве-

чающие требованиям ГОСТа, методы. Теоретически обоснованы и разработаны методики измерения скорости звука на низких частотах при помощи шарового интерферометра, синхронной регистрации колебаний контролируемого объема паровой фазы и звукового давления, одновременного определения тепловых параметров и акустических характеристик процесса кипения, определения режима стоячих волн (одно- или многомодовый) в канале с кипящим теплоносителем и другие.

4. Проведены прямые и численные эксперименты, результаты которых подтвердили справедливость теории гидродинамического звукообразования как при насыщенном кипении, так и в период роста пузырька при кипении недогретой жидкости.

5. Предложена, разработана и экспериментально проверена теория гидротермодинамического звукообразования, относящаяся к пузырьковому кипению недогретой жидкости. Представлены полученные опытным путем данные, с которыми расходится гидродинамическая теория. Выяснено, что причиной расхождения является действие в период охлопывания пузырька одновременно двух механизмов звукообразования - гидро- и термодинамического (19). Впервые предложена и в первом приближении разработана теория термодинамического звукообразования (псевдокавитации) при пузырьковом кипении недогретой газированной жидкости. Выведены формулы максимального дополнительного повышения давления в пузырьке в результате псевдокавитации (20 и 23), в том числе и с учетом изотермической сжимаемости жидкости (22). Рассмотрено влияние различных факторов на псевдокавитацию, найдено условие возникновения ударной волны (24). Приведены результаты прямой экспериментальной проверки гидротермодинамической теории на качественном и количественном уровнях. Доказана возможность возникновения ударных волн при псевдокавитации.

- за -

6. Обнаружена и исследована вторая разновидность гидротермодинамического звукообразования при пленочном кипении летучих органических недогретых жидкостей. Прямыми экспериментами доказано: 1) паровая полость около нагревателя не является источником квазипериодических колебаний давления ("свиста"); 2) такие колебания в основном генерируются пузырьками пара перед их отрывом, пока эти пузырьки через "ножку" сообщаются с паровой полостью. Впервые предложена полуколичественная релаксационная теория гидротермодинамического звукообразования. При этом получены формулы частоты (25) и амплитуды (26) генерируемого "свиста". Показано, что разработанная теория согласуется со всеми ранее полученными результатами опытов.

7. Проведено систематическое исследование термоакустических автоколебаний (ТААК) в каналах с кипящим теплоносителем. Доказано, что при возбуждении этих колебаний явление дисперсии не имеет места (не достигается нижняя граница дисперсии). Новым способом подтверждена справедливость формулы (27) частот стоячих волн в канале с переменным по его длине паросодержанием, из которой следует, что зги частоты не прямо пропорциональны номеру моды. Экспериментально установлено, что возможны два режима стоячих волн при ТААК - одно- и многомодовый. Найдены две причины существования одномодового режима: во-первых, расхождение частот высших гармоник с высшими (начиная со второй) резонансными частотами парожидкостного столба в канале, во-вторых, увеличивающая это расхождение зависимость "акустической длины" канала от частоты ТААК. Обнаружено, что многомодовый режим сохраняется до тех пор, пока эти два эффекта не играют заметной роли. Рядом опытов доказано, что функции резонатора при ТААК выполняет распределенная система - акустическое содержимое между границами отражения звуковых волн. Показано, что ТААК представ-

ляют собий I тип колебаний, возбуждаемых теплоподводом. В результате анализа данных прямых опытоб сделан однозначный вывод: рабочим телом при ТААК является жидкость. Впервые экспериментально доказано, что положительная обратная связь при ТААК действует через стоячую волну только благодаря параметрическому эффекту дополнительного повышения давления в двухфазной среде при уменьшении ее паро(газо)содержания (30, 31). Этим непосредственно обусловлено происходящее лавинообразно "коллективное" схлопывание пузырьков пара при ТААК. Установлено, что энергия накачки ТААК поступает при охлопывании лишь тех пузырь-кое, которые оказались управляемыми в результате такого дополнительного повышения давления. Опытным путем показано, что звуковое давление и процесс кипения при ТААК взаимно .обусловлены не только во времени, но и в пространстве - строго в соответствии с профилем стоячей волны. Это является причиной характерных, соответствующих профилю стоячей волны распределений температуры по длине канала как нагревателя, так и жидкости в пристенном слое. В результате сделан вывод, что вклад энергии соответствует профилю стоячей волны, поэтому в каналах при ТААК могут возбуждаться разные моды колебаний (и их комбинации). Представлено новое описание автоколебательной системы при ТААК в целом.

8. Решен ряд прикладных задач, связанных с термоакустическими автоколебаниями. Предложен способ искусственного срыва ТААК, показана эффективность этого способа в широком диапазоне изменения параметров кипения при любых возможных комбинациях акустических границ и при использовании различных теплоносителей. Прямыми опытами доказано, что в период увеличения амплитуды ТААК наблюдается повышение коэффициента теплоотдачи и что при ТААК уменьшается скорость образсЕя;!:;« накипи. Предложен

способ диагностики наличия и степени развитости ТААК по виду частотно-амплитудного спектра переменного давления, регистрируемого укрепленным на внешней стенке устройства акустическим датчиком.

9. Выполнен анализ характеристик шума при кипении в большом объеме и их связи с параметрами теплообмена. Выяснено, что с ростом перегрева геплоотдающей поверхности при прохождении областей ¡;узырь кового и переходного кипения излучателями звука последовательно являются: только пузырьки пара, в основном пузырьки пара и частично неустойчивые паровые полости, частично пузырьки пара и ь основном неустойчивые паровые полости. Представлены результаты исследования численным и другими методами изменения при этом амплитуды и спектральных характеристик звуковых импульсов, возбуждаемых отдельными пузырьками пара и неустойчивыми паровыми полостями. На основании предложенной качественной физической модели шумообразования при кипении объяснены все опытные данные других исследователей и результаты собственны;-, прямых экспериментов, полученные при регистрации действующего давления и энергетического спектра шума развитого кипения.

10. Обнаружены и проанализированы эффекты, которые могут быть использованы с целью создания новых способов прогнозирования первого кризиса теплоотдачи при кипении пассивным акустическим методом: 1) быстрый рост амплитуды возбуждаемых отдельными неустойчивыми паровыми полостями (пленками) звуковых импульсов при приближении к кризису; 2) резкое увеличение производных действующего давления шума по температуре поверхности кипения и по плотности теплового потока перед наступлением кризиса; 3) простая связь между частотой главного, обусловленного пузырьками пара максимума в энергетическом спектр: шума кипения

недогретой жидкости и первой критической плотностью теплового потока (34).

11. Экспериментально доказано значительное повышение коэффициента теплоотдачи при наличии автоколебаний, возникающих вблизи кризиса при кипении на массивном теплопроводящем теле: Такие автоколебания могут быть использованы с целью предупреждения аварийных срстояний теплообменников, работающих в высокофорсированном режиме.

12. Рассмотрен вопрос об акустическом взаимодействии пузырьков пара при кипении недогретой жидкости как одной из разновидностей "дальнодействия". Экспериментально доказано, что процент акустически взаимодействующих пузырьков определяется отношением амплитуды возбуждаемых ими импульсов к статическому давлению.

13. Сформулированы и экспериментально проверены условия возникновения резонанса при кипении недогретых жидкостей в канале и в большом объеме (36 и 37).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Настоящей работой создано .новое научное направление: исследования гидротермодинамических колебаний и автоколебаний,генерируемых при кипении. При этих колебаниях преобразование тепловой энергии в акустическую происходит в результате действия различных физических механизмов. Один из них - гидродинамический - обусловлен появлением и исчезновением паровой фазы в виде пузырьков (полостей), под действием которых возникает движение жидкости и, как следствие, изменение в ней давления. Другой механизм - термодинамический - связан с конденсационным охлопыванием пузырьков пара, при котором в жидкость поступает теплота фазового перехода. При этом или колебания возбуждаются тепло-подводом ( при ТААК ), или в результате расширения жидкости при

нагревании происходит сжатие находящегося в ней парогазового пузырька и дополнительное повышение в нем давления (при псевдокавитации). Третий механизм - релаксационный гидротермодинамический -. действует тогда, когда при объемных пульсациях пузырьков в механически неравновесный пузырек минимального размера поступает пар вследствие испарения, а в механически неравновесном пузырьке максимального размера происходит процесс конденсации пара. И то и другое приводит к увеличению амплитуды этих пульсации. Во всех перечисленных случаях эффективность указанного вше преобразования энергий определяется скоростями фазовых переходов испарения и конденсации.

ПУБЛИКАЦИИ

Результаты выполненного диссертационного исследования опубликованы в следующих основных работах.

1. Дорофеев Б.М., Несис Е.И. Исследование механизма шумо-образования при недогрегом кипении жидкостей // Докл. VI Всесо-юзн. Акустической конф. Секция Н: Производственные шумы (М., 1968). - М.: Оргкомитет конф., 1968. - 4 с.

2. Дорофеев Б.М., Несис Е.И., Токмаков В.И. Об особенностях звукового шума кипения спирто-водных смесей // Там же. Секция Д: Физическая акустика жидкостей и газов. Кавитация. - 4с.

3. Дорофеев Б.М.» Четвериков Е.И. Применение скоростной киносъемки с синхронной регистрацией звуковых импульсов к исследованию динамики шумообразования при кипении жидкостей // Там же. Секция Д; Физическая акустика жидкостей и газов. Кавитация. - 2с.

4. Несис Е.И., Дорофеев Б.М. Акустический метод исследования кипения // Исследования по физике кипения. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т, 1972. - Вып. 1. - С. 3-19.

5. Дорофеев Б.М., Берро Л.Г. , Ассман В.А. К вопросу о зву-

- 43 -

кообразовании при пленочном кипении // Там же. - С. 24-32.

6. О связи тепловых и акустических характеристик процесса кипения / Б.М. Дорофеев, В.А. Горбаченко, Е.И. Четвериков, и.С. Сологуб// Там же. - С. 38-43.

7. Дорофеев Б.М., Четвериков Е.И. Исследование при помощи подвижного гидрофона автоколебаний давления в канале с поверхностным кипением // Там же. - С. 111-121.

8. Дорофеев Б.М., Четвериков Е.И. Параметрически возбуждаемые акустические автоколебания в каналах с кипящим теплоносителем // Докл. VIII Всесоюзн. Акустической конф. Секция Р: Гидродинамическая акустика (М., 1973). - М.: Акустический ин-т, 1973. - С. 64-67.

9. Дорофеев Б.М., Четвериков Е.И. Исследование параметрически возбуждаемых волн давления в каналах с кипящим теплоносителем // Исследования по физике кипения. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т, 1974. - Вып. П. - С. 18-25.

10. Акустические характеристики и некоторые особенности механизма образования шума в различных режимах кипения / Дорофеев Б.М., Л.Г. Берро, В.А. Ассман, Ю.И. Диканский, Н.С. Сергеев // Там же. - С. 36-43.

11. Дорофеев Б.М., Сологуб И.С. Использование проволоки-нагревателя для регистрации тепловых фдуктуаций поверхности кипения // Там же. - С. 67-75.

12. Дорофеев Б.М., Несис Е.И. Излучение звука паровыми пузырьками при кипении в различных условиях // Там же. - С. 103-110.

13. Дорофеев Б.М..Сологуб И.С. Излучение звука паровыми пузырьками при кипении недогретой жидкости // Исследования по физике кипения. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т,* 1975. - Вып. Ш. - С. 34-41.

%

14. Дорофеев Б.М., Сологуб И.С., Четвериков Е.И. Об одной из причин взаимодействия пузырьков пара при кипении недогретой жидкости // Там же. - С. 42-45.

15. . Дорофеев Б.М. Экспериментальное исследование влияния стоячих волн давления на теплообмен при кипении в каналах // Там же. - С.46-58.

16. Дорофеев Б.М., Ассман В.А. К вопросу о возбуждении термоакустических автоколебаний в условиях вынужденного движения теплоносителя // Там же. - С. 59-65.

17. Несис Е.И..Дорофеев Б.М. О высокочастотных колебаниях

(

давления в трубе с поверхностно кипящим потоком // Теплофизика высоких температур, 1976. - Т. 14. - N 1. - С. 132-138.

18. Ассман В.А., Дорофеев Б.М. Экспериментальное исследование термоакустических автоколебаний при кипении // Исследования по физике кипения. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т. 1976. - Вып.IV. - С. 36-46.

19. Дорофеев Б.М., Ассман В.А. Калибровка гидрофонов, применяемых при исследовании шума кипения // Там же. - С. 52-60.

20. Дорофеев Б.М. 0 механизме возбуждения периодических звуковых колебании при пленочном кипении недогретых жидкостей // Инженерно-физический журнал, 1977. - Т. XXXII, N 1. - С. 136-137 (аннотация депонированной статьи).

21. Ассман В.А., Дорофеев Б.М., Несис Е.И. О параметрическом возбуждении автоколебаний в трубе с кипящей жидкостью // Докл. IX Всесоюзн. Акустической конф. Секция Б: Общие проблемы нелинейной акустики (М., 1977). - М.: АН СССР: Акустический ИН-т, 1977. - С. 99-102.

22. Дорофеев Б.М. Временные и спектральные характеристики звуковых импульсов, генерируемых при кипении недогретой жидкости // Теплофизика высоких температур, 1979. - Т. 17. - N 5.- С.

1024-1029.

23. Дорофеев Б.М. Спектральные характеристики звуковых импульсов, генерируемых пузырьками пара при кипении недогретых жидкостей // Исследования по физике кипения. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т, 1979. - Вып.. V. - С. 12-20.

24. Дорофеев Б.М., Ассман В-А., Сологуб И.С. Некоторые вопросы, связанные с возбуждением термоакустических автоколебаний в каналах с кипением // Там же. - С. 36-46.

25. Исследование способов подавления высокочастотных пульсаций давления, возникающих в каналах охлаждения элементов ЭВП, с целью повышения их долговечности при отводе высококонцентрированных тепловых потоков / Дорофеев Б.М., В.А.Ассман, Н.М.Москаленко, И.С.Сологуб. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т, 1979. - 60 с. Деп. в ВИНИТИ: N гос. per. .7901517, инв. N 0281.8 002654.

26. Дорофеев Б.М., Ассман В.А., Москаленко Н.М. Исследование способов подавления высокочастотных пульсаций, давления, возникающих в каналах охлаждения элементов ЭВП, с целью повышения их долговечности при отводе.высококонцентрированных тепловых потоков. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т, 1980. - 64с. Деп. в ВИНИТИ: N гос. per. 80043097, инв. N 0281.7002655.

27. Дорофеев Б.М. Звуковые явления при гашении // Теплофизика высоких температур, 1985. - Т. 23. - N 3. - С. 586-598.

28. Дорофеев Б.М. Вопросы акустики кипения // Тез. докл. VII Всесоюзн. конф. "Двухфазный поток в энергетических машинах и аппаратах". Том II. Секция III: Нестационарные тепловые и гидродинамические процессы в двухфазных потоках (Л., 1985). -Л.: АН СССР: НПО ЦКТИ, 1985. - С. 272-274.

29. Дорофеев Б.М. Временные и спектральные характеристики

импульсов давления, возбуждаемых пузырьками пара при насыщенном кипении // Тез. докл. Всесоюзн. совещания "Теплофизика метаста-бильных жидкостей в связи с явлениями кипения и кристаллизации" ( Свердловск, 1985). - Свердловск: УНЦ АН СССР, 1985. - С. 120-121.

30. Дорофеев Б.М. Звуковые явления при кипении. - Ростов-на-Дону: Северо-Кавказский научный центр высшей школы: Ростовский гос. ун-т, 1985. - 88с.

31. Дорофеев Б.М. 0 возможности прогнозирования кризиса теплоотдачи при кипении акустическим методом // Материалы Всесоюзн. конф. "Теплофизика и гидрогазодинамика процессов кипения и конденсации" (Рига, 1982). - Рига: АН СССР: Рижский политехн. ин-т. 1986. - Т. II. - Часть III. - С. 90-96.

32. Дорофеев Б.М. Механизм возникновения высокочастотной автоколебательной неустойчивости в каналах с кипящим теплоносителем // Тез. докл. "Тепломассообмен - ММФ" Минского Международного форума. Секция 4: Тепломассообмен в двухфазных системах (Минск, 1988. - С. 70-72.

33. Дорофеев Б.М. Термическое звукообразование при кипении недогретых жидкостей. // Тез. докл. Второй Всесоюзн. конф. "Теплофизика и гидрогазодинамика процессов кипения и конденсации". Том I: Пузырьковое, переходное и пленочное кипение жидкостей и их смесей (Рига, 1988). - Рига: АН СССР: Рижский политехн. ин-т, 1988. - С. 75-76.

34. Дорофеев Б.М. ' Псевдокавитация при кипении недогретой жидкости // Тез. докл. II Всесоюзн. совещания "Метастабильные фазовые состояния - теплофизические свойства и кинетика релаксации". Том I: Теория и свойства. Кипение и конденсация (Свердловск, 1989). - Свердловск: АН СССР: УрО, 1989. - С. 156-157.

35. Дорофеев Б.М. Звуковые колебания и автоколебания при

пленочном кипении недогретых жидкостей // Тез. докл. Восьмой Всесоюзн. конф. "Двухфазный поток в энергетических машинах и аппаратах". Том I. Секция I: Теплообмен, кризисы теплообмена и гидродинамика двухфазного потока в каналах и в большом объеме (Л., 1992). - Л.: АН СССР: НПО ЦКТИ, 1990. - С. 153-155.

36. Дорофеев Б.М. Решение задач акустики кипения методом вычислительного з^перимента // Там же. - С. 272-274.

37. Дорофеев Б.М. Роль псевдокавитации в возникновении высокочастотной автоколебательной неустойчивости в каналах с кипением // Там же. Секция III: Нестационарные тепловые и гидравлические процессы в двухфазных потоках. - С. 357-359.

38. Дорофеев Б.М. Псевдокавитация при кипении недогретой газированной жидкости // Теплофизика высоких температур, 1991. -Т. 29. - N 3. - С. 564-569.

39. Дорофеев Б.М. Релаксационное возбуждение звука при пленочном кипении // Докл. XI Всесоюзн. Акустической конф. Секция 3: Гидродинамическая акустика (М., 1991). - М.: АН СССР: Акустический ин-т, 1991. - С. 29-32.

40. Дорофеев Б.М. О связи параметров теплообмена при кипении с характеристиками сопровождающего этот процесс шума // Труды II Минского Международного форума по тепломассообмену "Тепломассообмен - ММФ - 92" Том IV: Тепломассообмен в двухфазных системах. Часть 2 (Минск, 1992). - Минск: АН Беларуси: АНК "Ин-т тепло- и массообмена", 1992. - С. 21-24.

41. Дорофеев Б.М. Термоакусгические колебания и автоколебания при кипении. - Ставрополь: Ставропольский гос. пед. ин-т, 1992. - 259с. Деп. в ВИНИТИ 23.06.92, N 2042-В92.

р_

Рт

06 0,4

IA / -"У

(

/ \

1 \

ч

\ / Г

\ /

2 1,0

0,1

Рис. I. Уни- б/Т версальные графи- 4/т

ч0 2 4

спектров импульсов при насыщенном кипении. Случаи: I - нуль-: 2 - одно-, двух- и 3 - трехмерный. Аппроксимация (5)

Рис. 2. Импульсы давления и частотные спектры импульсов при кипении не-догретой жидкости. Случаи: I нуль-; П -одно-,двух и Ш трехмерный. Аппроксимация

I/T

10,0

1,0

0,1

* * ы 0,01

б/Г

Рис. 3 4/Т (справа). Влияние соотноше- 2/Т ния периодов роста и схлопнвания пузырьков на: а - отношение амплитуд I/T волн сжатия-разрежения и б - частоту 0,1 главного максимума в спектре в одно ~ ------

;- - — а) ---

ч v ч

ч s ajl _ __-

— — — -- х; с

• ¿j. _ _ ч v

— — — -- 5) ---

щ г tz : х

-т» — - - — Т-

>

Л « % » . — _ 1

— а - -- —

3 а.

_ _ Ш \ —.

— — — —

к

_ __; ,. . i ■

_1 -; — - — ч

1

^

7 '

v \_ - 9\ У/

\ Ч' г -

: Г^г :

1,0 Хм/1с

и двухмерном случаях; в -отношение амплитуд волн сжатия, генерируемых в периоды роста и охлопывания пузырька, и г - частоту главного максимума в спектре в трехмерном случае. Аппроксимации: (7), (8) и (9)

Р

I

Рис. 4. Фрагменты одной из кинограмм процесса пленочного кипенйя! органической летучей недогретой жидкости, полученные с применением первого комбинированного метода. Кадры следуют сверху вниз. Звуковые метки фиксируют фазу сжатия акустических колебаний. Частота киносъемки около 4500 кадров в секунду

Рис. 5. Построенное по звуковым меткам акустическое колебание и найденное по кинограмме изменение объема пузырька пара

13 кадры

6 /\ 9 р Г-*

* г^-^Г

Рис. 6. Блок-схема установки при использовании второго комбинированного метода: I - низковольтный стабилизированный выпрямитель, 2 - лампа осветителя, 3 - матовое стекло, 4 - гидрофон, 5 -. контролируемый объем пара, 6 - объектив, 7 - высоковольтный стабилизированный выпрямитель, 8 - диафрагма, 9 - ФЗУ, Ю - усилитель и II - двухлучевой осциллограф

Рис. 7а и б. Осциллограммы

изменения диаметров пузырьков ________________

пара (верхние) и генерируемых этими пузырьками звуковых импульсов (нижние). Длительность развертки 50 мкс/кл. Масштабы: ОА2 им/кл и 2,5 тШа/кл (а); 0,90 мм/кл и 3,8 кПа/кл (б)

ИИКЯ1

Зсциллограммы колебаний пристенного паросодер-жания (верхние) и звукового давления (нижние) при ТААК в случаях меньшего (а) и большего (о) газосодержания в теплоносителе

Рис. 9. Осциллограммы теплового.(температурного) сигнала (верхняя) и звукового давления (нижняя) при ТААК, , подученные с использованием третьего комбинированного метода

якяктАШ

Рис. 10а, бив. Блок-схема установки с применением четвертого комбинированного метода (а) и полученные на этой установке результаты (б ив). Регулятор напряжения однофазный - I, трехфазный выпрямитель - 2, осциллоскоп - 3, гидрофон -4, сосуд - 5, нагреватель - 6, усилитель -7, щумомер - 8 и щунт амперметра - 9. Кривые кипения (I) и зависимости уровня сопровождающего шума (П). Данные получены: о - при росте ив- при уменьшении тепловой нагрузки

голр-ю, ом

\|

\ — -

*

о

Ю

\ ч1 1

Н-Г-1 ш-

Рис. II. Блок-схема экспериментальной установки при использовании пятого комбинированного метода:

1 - медная тепло-проводящая насадка, припаянная в аноду мощной генераторной лампн,

2 - уплотняющие прокладки из термостойкой резины,

3 - поверхность кипения, 4 - термометр, 5 - сосуд иа пирексовского стекла, 6 - гидрофон, 7 г термопара для измерения температуры поверхности кипения, 7-8 - дифференциальная термопара для измерения плотности теплового потока,

9 - усилитель, 10 - самописец уровня акустических колебаний, II я 12 - электронные потенциометр и самописец, 13 - универсальные источники питания, 14 - стабилизатор сетевого напряжения

ь=а8°с

но т

т г„,вс

Рис. 12. Кривые кипения (о) и зависимости действующего давления сопровождающего шума (•). Поверхность кипения медная изотермическая. Поверхность кипения: а - полированная; б - обработанная грубой наждачной бумагой; в - такая же, как в случае (б) и затеи "приработанная" в результате длительного кипячения

* - А 1 Кгп

у 1 1 яшкрмв -1_1 1 1 2 _1-|ишш1— 1 1

100 120 КО ПО 130 150

300 (10 100 Тсп,,°С 200

Ц,

0,5

р,аь

гм

ЧI ¡и |111

б)

100 ИО 150 ¿00 120

Р,ав

150 200

550 150 200

Рис. 13. Кривые кипения (I) и зависимости уровня сопровождающего щума (2). Электронный обогрев (а.), нагреватель с большой тепловой инерцией (бив). Поверхность кипения медная изотермическая (а и о), из нержавеющей стали неизотермическая (в)