435 (фиг рост и схлопывание

Нуссельта число при пульсациях,. росте и схлопывании парового пузырька 290, [c.334]

Рэлея — Ламба уравнение 122. 130, 183, 199, 204, 268 Рэлея режим роста и схлопывания парового пузырька 292 Рэлея — Тейлора неустойчивость 258 Сдвиг фаз при вынужденных радиальных колебаниях пузырька 306 Седиментация 180 [c.335]

Для пузырьков одинакового размера скорость схлопывания увеличивается с ростом ДТ. [c.133]

В большинстве других экспериментальных работ использовались системы, в которых происходило пузырчатое кипение с недо-гревом на поверхности нагрева либо имела место начальная стадия кавитации на поверхности погруженного в жидкость тела. Осуществлялась фотографическая регистрация процесса развития отдельного пузырька, включая все стадии роста и схлопывания. Такого рода данные получены в работе [422], где исследовались кавитационные пузырьки, образующиеся в воде при комнатной температуре на поверхности заостренного тела оживальной формы длиной 1,5 калибра, обтекаемого со скоростью 9—21 м сек. Распределение давления в воде было таким, что в носовой точке тела пониженное давление приводило к образованию пузырька. Затем он переносился вдоль тела в область более высокого давления, вызывающего его схлопывание. Результаты исследования фазы схлопывания пузырька хорошо согласуются с решением Релея. [c.135]

В работах [189, 297, 298] количественно исследовалось развитие пузырьков при пузырчатом кипении с недогревом. Банков и Майк-сел [30] отмечали, что при более высоких степенях недогрева экспериментальные кривые роста и схлопывания пузырьков почти зеркально воспроизводят друг друга и очень напоминают характеристики кавитирующего потока. [c.135]

В связи с этим, считая инерцию жидкости единственным определяющим фактором роста пузырька, они показали, что если для максимального радиуса пузырька построить кривую Релея, то она достаточно хорошо согласуется с экспериментальными данными по росту и схлопыванию пузырьков [189, 297]. Сравнение проводилось для трех различных степеней недогрева от 20 до 83° С. [c.135]

Кавитация относится к нестационарным явлениям, так как она представляет собой процесс роста и схлопывания каверн. [c.14]

Обращаясь к вопросу о примесях, заметим в первую очередь, что не все посторонние добавки оказывают влияние на развитие кавитации. Примеси могут играть заметную роль лишь в том случае, если они влияют на процессы образования, роста и схлопывания каверн. Чтобы вызвать существенные изменения роста или схлопывания существующих каверн, примесь должна заметно изменять такие физические свойства, как вязкость, плотность, поверхностное натяжение, а также теплофизические свойства и т. д. Для этого примесь обычно должна присутствовать в таких больших количествах, что она становится уже не примесью, а составной частью системы. Поэтому будем рассматривать такие примеси, которые влияют на образование каверн, создавая в жидкости слабые места . [c.81]

Выше точки кипения /7оо — Pv<0, а функция /2 достигает максимума. Поэтому существуют либо два равновесных значения радиуса (нижнее, соответствующее устойчивому равновесию, и верхнее, соответствующее неустойчивому равновесию), либо одно критическое равновесное значение радиуса Я, которое соответствует устойчивому равновесию при схлопывании, но неустойчивому равновесию при росте пузырька. [c.106]

До возникновения кавитации плотность влияет лишь на величину локального давления, определяемого обычными законами гидродинамики. Если пренебречь сжимаемостью жидкости, то ее поведение можно рассчитать, зная величины гидравлических напоров (измеренных в единицах длины) и скоростей, не прибегая к понятию плотности. После возникновения кавитации большую роль начинает играть динамика пузырька, в том числе величина давления при схлопывании, и величина плотности жидкости должна быть введена в рассмотрение (гл. 4). Например, давление в жидкости, возникающее при схлопывании или росте пузырька, прямо пропорционально плотности, если вязкостью, сжимаемостью и поверхностным натяжением можно пренебречь, а величина напора при схлопывании и начальный размер пузырька заданы. Это важно при оценке разрушающего действия кавитации. [c.113]

В гл. 1 были определены четыре различных типа кавитации перемещающаяся кавитация, присоединенная кавитация, вихревая и вибрационная кавитации. Основной особенностью перемещающейся и вибрационной кавитации является нестационарный рост и схлопывание отдельных каверн или пузырьков. Кроме того, нестационарные каверны могут существовать также и в случае присоединенной кавитации, а также вихревой кавитации. В любом случае существования нестационарных пузырьков, если их концентрация достаточно мала, каждый пузырек ведет себя независимо от других. Поэтому поведение отдельного пузырька на протяжении простого цикла расширения и схлопывания представляет интерес для всех типов кавитации. [c.120]

В первую очередь нас будут интересовать рост и схлопывание пузырьков, происходящие с большими скоростями, и мы будем рассматривать поля гидродинамического и акустического давления. В этих условиях движение стенки пузырька и окружающей жидкости в сильной степени зависит от инерционных сил, которые велики по сравнению с силами вязкости, поверхностного натяжения и сжимаемости. Хотя влияние трех последних факторов, и особенно сжимаемости, важно само по себе, оно представляет интерес еще и потому, что эти факторы накладываются на основную структуру течения, обусловленную силами инерции. Диффузия газов сквозь стенку пузырька также влияет на характер течения. Косвенное влияние на инерционные силы оказывает теплопередача, от которой зависит скорость испарения. [c.120]

Рассмотрим полный цикл роста и схлопывания пузырька, происходящих с большой скоростью, уделяя основное внимание следующим вопросам. [c.120]

Характер роста и схлопывания пузырька [c.120]

Основные особенности цикла существования нестационарной каверны показаны на примере перемещающихся каверн, образующихся в потоке при обтекании твердого тела. На фиг. 4.1 представлена кинограмма, полученная с помощью высокоскоростной съемки кавитации около поверхности цилиндрического тела с оживальной носовой частью, образованной вращением дуги окружности с радиусом, равным 1,5 диаметра цилиндра. Образующая цилиндрической части тела касательна к образующей его оживальной носовой части. Каждый кадр на фиг. 4.1 представляет собой горизонтальную полосу, на которой видна часть оживала и расположенного за ним цилиндра. Ось тела совпадает с направлением потока, поток направлен справа налево. Последовательным моментам времени от верхнего кадра к нижнему соответствуют последовательные положения и размеры отдельных каверн. Съемка производилась с частотой 20 000 кадр/с, поэтому два последовательных кадра разделены промежутком времени 0,0005 с. Скорость воды составляла 21,35 м/с, а число кавитации К, определенное в разд. 2.6, было равно 0,30. Рассмотрим одну каверну, которая впервые появляется в виде пятнышка в центре круга на первом кадре. Сначала наблюдается относительно продолжительный и непрерывный процесс роста каверны, который заканчивается к моменту достижения ею максимального диаметра. Затем следует более быстрый процесс полного или почти полного схлопывания каверны. Согласно измерениям распределения давления на телах с оживальными носовыми частями [44], схлопывание происходит, когда каверна перемещается в области положительного градиента давления. Сразу после схлопывания каверна вновь начинает расти, достигая несколько меньшего размера, чем вначале, а затем опять схлопывается. Этот цикл [c.121]

С помощью фиг. 4.2 можно установить некоторые особенности поведения каверны. С момента появления каверны до момента достижения ею максимального диаметра кривая, являющаяся геометрическим местом центров каверны, имеет более крутой наклон, чем при средней скорости движения. Следовательно, каверна растет в области, где скорость ее движения превышает среднюю. Это согласуется с тем фактом, что рост каверны происходит в области пониженного давления, где скорость воды максимальна. И наоборот, по наклону той же кривой можно заключить, что схлопывание происходит в области, где скорость ниже средней, т. е. в области повышенного давления. Продолжающееся уменьшение наклона указанной кривой после первого схлопывания свидетельствует о том, что в оставшееся время существования пузырька давление в окружающей среде продолжает нарастать. Все это согласуется с известным распределением давления по поверхности рассматриваемого тела. [c.123]

Термодинамические свойства жидкости в первую очередь влияют на массообмен между жидкостью и каверной. При больших скоростях роста и схлопывания каверны это влияние обычно относится к второстепенным. Термодинамические свойства жидкости оказывают слабое влияние на кавитацию, если главную роль играет инерция. Однако если скорость фазо- [c.162]

В общем случае как скрытая теплота парообразования, так и удельная теплоемкость жидкости влияют на скорость роста и схлопывания пузырька. Чем больше скрытая теплота парообразования, тем больше требуется тепла, чтобы заполнить растущую каверну паром заданной плотности. Так как это тепло отбирается только от слоя жидкости, непосредственно примыкающего к каверне, охлаждение такой жидкой оболочки пропорционально отобранному у нее количеству тепла. Удельная теплоемкость жидкости — другой фактор, который непосредственно влияет на падение температуры жидкости в результате испарения. Степень самоохлаждения жидкости может играть большую роль в случае кавитации, происходящей при высокой температуре и высоком давлении. Степень самоохлаждения может быть достаточно большой, чтобы заметно повлиять на кавитацию путем эффективного понижения давления насыщенного пара в данной области. Самоохлаждение жидкости может также оказать влияние и на процесс схлопывания каверн. Освобождающееся при конденсации тепло вызывает уменьшение скорости схлопывания и, следовательно, ослабление разрушающего действия кавитации. [c.163]

Во всех предыдущих разделах пузырьки считались сферическими. В действительности это не так. Они редко бывают изолированными и обычно растут и схлопываются на близком расстоянии от других пузырьков или твердых поверхностей. При этом давление может быть распределено неравномерно, а размер пузырька может быть велик по сравнению с расстоянием, на котором оно заметно изменяется. На ранней стадии исследований возникал, естественный вопрос, оправданы ли расчеты, основанные на допущении о сферической симметрии- пузырьков. Частичный ответ на этот вопрос дают результаты, подобные приведенным на фиг. 4.5 и 4.6, которые иллюстрируют рост и схлопывание отдельных пузырьков вблизи твердой границы. Согласно этим результатам, наблюдаемое движение каверны в течение большей части цикла ее существования достаточно хорошо согласуется с расчетными данными, основанными на простейших предположениях. Несоответствие допущений Рэлея экспериментальным данным было обнаружено только в начальных фазах роста и в конечных фазах схлопывания. Поэтому можно сделать вывод, что основное влияние всех факторов, которые не учитываются простой теорией, в том числе эффектов, вызывающих отклонение от сферической формы, будет проявляться в этих фазах. [c.166]

Фиг. 4.15. Деформация пузырька в фазах роста и схлопывания вблизи поверхности половины тела вращения [5].

В предыдущем разделе отмечалось, что с повторным возникновением и ростом каверны связана форма ее поверхности. Обращаясь вновь к кинограммам, представленным на фиг. 4.1 и 4.18, мы видим, что поверхность исходной каверны кажется прозрачной и гладкой, в то время как повторно образующиеся каверны имеют неправильную форму и шероховатую поверхность. Некоторые экспериментаторы высказывали предположение, что при повторном образовании получается не одна каверна, а конгломерат мелких пузырьков. Если считать, что схлопывание каверны происходит симметрично, а ее повторный рост является результатом высвобождения энергии, затраченной на сжатие жидкости в конце периода схлопывания, то трудно объяснить образование множества каверн. При накоплении энергии должна образоваться симметричная Й уктура с очень высоким давлением в центре, а при освобождении энергии должна появиться одна каверна. Более вероятно, что шероховатость поверхности каверны объясняется неустойчивостью поверхности раздела. [c.176]

Безант в 1859 г. сформулировал задачу о схлопывании сферической полости [49]. Релей учел влияние инерции [768]. Следующим шагом был учет поверхностного натяжения [160]. В работе [607] исследовано влияние инерции жидкости на кавитационные пузырьки и решены уравнения количества движения для перемещения стенки пузырька, включая эффект поверхностного натяжения, для случая постоянного внутреннего и меняющегося по времени внешнего давления. Рост паровых пузырьков в кипящей жидкости, определяемый одной лишь теплоотдачей, изучен в работе [62]. [c.134]

Рост пузырьков при К. оказывает механич. (гидроди-намич.) воздействие на систему в целом. В частности, в замкнутом объёме перегретой жидкости по мере увеличения паросодержания растёт давление. В стеснённых дозвуковых стационарных потоках вскипающей жидкости (напр., в трубах) рост паросодержания вниз по течению сопровождается снижением давления, поэтому при истечении кипящей перегретой жидкости из щелей и соиел наблюдается эффект запирания — снижение расхода жидкости. Пузырьки пара при росте и схлопывании излучают акустич. энергию (шум К.). Быстрый рост давления при взрывном К. может привести к разрушению конструкций (паровой взрыв). Пузырьки, всплывающие в гравитац. поле, вызывают дополнит, конвективные потоки, что способствует перемешиванию жидкости, а поверхностное К. эффективно возбуждает турбулентное движение пристеночного слоя жидкости. [c.365]

Др. примером самовоздействия являются эффекты типа самофокусировки и самодефокусировки излучения, обусловленные деформацией фазового фронта распространяющейся волны. Напр., в среде с показателем преломления га, зависящим от интенсивности световой волны га — Пд п Е (безынерц. нелинейность), положительная О. с. формируется за счёт отклонения лучей в область большого показателя преломления, что в свою очередь приводит к росту показателя преломления за счёт роста интенсивности света, фокусируемого такой нелинейной линзой. Если коэф. передачи но каналу такой положительной О. с. превышает коэф. передачи по каналу отрицательной О. с., связанной с дифракцией света, то наблюдается эффект самосжатия, схлопывания лазерного пучка при его распространении через нелинейную среду. [c.387]

По мере роста температуры число дефектов начинает увеличиваться и из-за коллективного взаимодействия межузельных катионов с катионами, остающимися в узлах решетки (они как бы вытягиваются со своих мест). Под влиянием тепловых колебаний кристаллической решетки происходят и обратные перескоки катионов из межузлий в узлы и поскольку эти точечные дефекты имеют энергию, примерно на порядок превышающую энергию тепловых колебаний решётки, их равновесная концентрация невелика. Однако эта концентрация может быть выше равновесной (например, после закалки). Такой пересыщенный твердый раствор точечных дефектов может распадаться, причем вакансии конденсируются (объединяются) в диски (рис. 4.10), которые по достижении критических размеров, из-за взаимного притяжения атомных плоскостей, схлопываются, внося искажения в решетку кристалла. Например, при схлопывании однослойного диска (рис. 4.11) в кристалле с гексагональной структурой атомные плоскости смещаются на половину вектора трансляции (под термином трансляция понимают поступательное перемещение одной части монокристалла относительно другой без искажения его решетки). Трансляция выражается вектором, перпендикулярным атомным [c.81]

В гл. 1,2 приводятся первоначальные сведения о кавитации и методах ее изучения, а также классифицируются основные типы кавитационных течений. В гл. 3 систематически излагаются результаты исследований условий возникновения кавитации и связанные с ними вопросы о прочности жидкости на разрыв, гипотезы о природе ядер кавитации, их равновесии и устойчивости. В гл. 4, 5 рассматривается механика нестационарных каверн, т. е. вопросы роста и схлопывания пузырьков, образующихся из кавитационных ядер, и развитых кавитационных течений, в том числе следов и суперкаверн. Очень важно, что изложение экспериментального материала, как правило, сопро- [c.6]

Главная трудность, тормозившая развитие исследований физической природы кавитации, заключается в том, что кавитация— быстропротекаюшее явление. Это ограничивает возможности и усложняет методы исследования зарождения, роста и схлопывания каверн как в потоках, так и в покоящихся жидкостях. Отдельные фазы кавитации протекают настолько быстро, что подробности не улавливаются человеческим глазом. Применение так называемых скоростных кинокамер ненамного улучшает положение, поскольку максимальная скорость съемки существующих кинокамер недостаточна для выяснения деталей явления. Дополнительная трудность заключается в том, что кавитация обычно происходит в относительно недоступных местах и ее невозможно наблюдать без специальных устройств. В результате возникло много умозрительных представлений о природе кавитации, основанных скорее на изучении различных ее проявлений, чем на непосредственном наблюдении самого явления. Поэто.му не удивительно, что длительное время после открытия кавитации существовали различные точки зрения на физическую природу этого явления. Расхождения возникли по поводу теории гидродинамического процесса и достигли кульминации при попытках построения приемлемого описания процесса кавитационного повреждения твердых поверхностей. [c.36]

В 1944 г. в Гидродинамической лаборатории Калифорнийского технологического института были начаты разработки, позволившие увеличить скорость съемки системой Эдгертона. Эта работа была вызвана потребностью исследования роста и схлопывания кавитационных пузырьков, происходящих за время лорядка 0,01 с или менее, для чего необходимо интенсивное освещение и высокая оптическая и фотографическая разрешающая способность. Система Эдгертона позволяет удовлетворить обоим этим требованиям. [c.58]

На фиг. 3.9 и 3.10 представлены зависимости — рх, от R (уравнение (3.9)) и (р<х> —Ри)кр от R (уравнение (3.11)) для фиксированной массы газа при температуре 20°С, заимствованные из работы Дэйли и Джонсона [12]. Из фиг. 3.9 следует, что во всех случаях существует два равновесных значения радиуса (нижнее соответствует устойчивому равновесию, а верхнее неустойчивому равновесию) или одно критическое значение радиуса R, которое соответствует устойчивому равновесию при схлопывании и неустойчивому равновесию при росте пузырька . Ядра любого начального размера будут расти в поле пониженного давления с умеренной скоростью, пока не достигнут радиуса R = R. Любой пузырек радиусом более R стремится расти неограниченно и с большой скоростью, зависящей от инерции окружающей жидкости. Этот рост будет происходить главным образом за счет испарения жидкости со стенок каверны. Поэтому ряд авторов называют описанное явление паровой кавитацией . Влияние небольшого количества воздуха, содержащегося в пузырьке, становится незначительным, как только его радиус превысит в несколько раз R. Более того, чтобы могло произойти взрывоподобное расширение, которое мы называем кавитацией, давление [c.103]

Нестационарные каверны вблизи таких тел в фазе роста в первом цикле имеют почти сферическую форму. Некоторое искажение формы нрисхо-дит при первом схлопывании В следующих циклах каверна в процессе роста стремится вновь приобрести сферическую форму, которая при схлопывании искажается. На фиг. 4.1 это искажение состоит в сплющивании каверны в направлении ее движения и градиента давления, действующего в направлении потока. [c.122]

Плессет [37] использовал уравнения (4.19) и (4.21) для изучения паровой каверны при постоянных значениях параметров рп, аир, когда р определяется полем гидродинамического давления. Он применил свой метод для расчета кавитационных пузырьков, наблюдавшихся на оживальной головной части снаряда, описанного в разд. 4.2 и показанного на фиг. 4.1. Предполагая, что при малой плотности пузырьков в качестве Роо можно использовать давление при отсутствии кавитации, численным интегрированием получим результаты, подобные представленным на фиг. 4.5 и 4.6. Результаты расчета сравниваются с экспериментальными данными по развитию пузырька в начале и в конце периода роста. Расчетное время схлопывания несколько меньше, чем измеренное. Плессет объяснял несоответствие в начале периода роста пузырька близостью стенки. Заметим, однако, что расчетное значение конечного времени схлопывания согласуется с решением Рэлея. Совпадение по порядку величины свидетельствует, что изменение температуры на стенке пузырька под действием тепла, выделяющегося при конденсации пара в процессе схлопывания, не превышает 1 °С. Следовательно, предположение о постоянстве значения рп, вероятно, оправданно, за исключением самого конца фазы схлопывания. В течение этого периода пар ведет себя подобно газу, давление возрастает, а скорость схлопывания снижается. Заметим также, что в предположении постоянного давления в каверне получается бесконечно большая скорость схлопывания, в то время как с учетом увеличения давления в каверне получается конечное значение скорости. [c.132]

В начальных стадиях развития пузырька, так же как и при его схлопывании, важную роль играет даже небольшое количество нерастворенного воздуха. Диффузия растворенного воздуха в процессе роста и схлопывания кавитационного пузырька была исследована теоретически Эпштейном и Плессетом [6а]. Оказалось, что она происходит слишком медленно и не может заметно повлиять на содержимое пузырька. В противоположность этому выравнивающее действие диффузии на протяжении многих циклов при вибрационной кавитации оказывает большое влияние на содержимое пузырька. [c.132]

Влияние вязкости сводится к демпфированию и связано с диссипацией механической энергии в процессе роста и схлопывания пузырьков. Следовательно, можно ожидать, что увеличение вязкости приведет к уменьшению максимального размера каверны, а также скоростей роста и схлопывания. Энергию, затрачиваемую на преодоление вязкости, труднее вычислить, чем энергию поверхностного натяжения, поскольку силы вязкости определяются ие только коэффициентом вязкости, но и скоростью сдвига. Следовательно, диссипация энергии будет зависеть от скоростн деформации, сопровождающей рост пузырька и его схлопывание, а также от коэффициента вязкости жидкости. По сравнению с поверхностным натяжением коэффициент вязкости изменяется в более широких пределах. Например, [c.136]

Расчеты роста и схлопывания каверны в несжимаемой жидкости с учетом вязкости и поверхностного натяжения были выполнены Порицким [41] Как будет показано ниже, он обнаружил существенное влияние вязкости, проявляющееся в замедлении роста и схлопывания каверны, однако это происходит при значениях вязкости, значительно превышающих вязкость воды в обычных условиях. [c.137]

Из приведенных выше уравнений следует, что влияние вязкости сильнее всего проявляется на ранних стадиях роста и перед схлопыванием, когда скорость йЩсИ может быть очень большой. Обращаясь к уравнению (4.24а), видим, что для несжимаемой жидкости относительное значение членов, учитывающих вязкость и поверхностное натяжение, зависит от рода [c.138]

Было рассчитано течение жидкости около каверны при адиабатическом сжатии газа в ней (у =1,4) от начального давления / о=10 3 и 10" атм при роо=1 атм. На фиг. 4.13 и 4.14 представлены результаты для случая Ро=Ю" атм в виде распределений числа Маха и/С и отношения давлений р1рос в жидкости. Эти распределения соответствуют последовательным моментам времени Ат, отсчитываемым от момента, когда каверна имела минимальный радиус Яшин [Аг=10 (т—t) x, где т — время, в течение которого происходит сжатие от Яо до Яшин, t — время, отсчитываемое от момента, когда радиус каверны имел начальное значение Как следует из фиг. 4.13, радиус пузырька становится минимальным (но конечным) и вновь увеличивается с ростом параметра времени от отрицательного значения через нулевое к положительному значению. Обращение течения сопровождается волной сжатия, которая движется от центра схлопывания, постепенно становясь все круче, и превращается в ударную волну. На фиг. 4.14, б показано, как образуется ударная волна и как она распространяется в жидкости. Аналогичные результаты получены для атм, однако в этом случае ударная волна образуется быстрее. С увеличением содержания газа в пузырьке давление при схлопывании убывает и гидравлический удар получается более слабым. В процессе схлопывания и повторного образования каверны максимум давления достигается на некотором расстоянии от ее стенки. После схлопывания это максимальное давление уменьшается приблизительно пропорционально Чг при движении от центра схлопывания. Экстраполяция от предельных расчетных значений дает приближенные значения максимумов давления [c.157]

Расчетная скорость перемещения стенки при схлопывании пустого пузырька, по-видимому, не ограничена. В случае пузырька, заполненного газом, рост скорости перемещения стенки замедляется, она достигает максимума и резко падает до нуля. Аналогичный эффект наблюдается, если вязкость жидкости увеличивается до тех пор, пока параметр вязкости Порицкого [c.162]

Время, необходимое для образования и схлопывания перемещающейся каверны в том случае, когда главную роль играет инерция, обычно составляет несколько тысячных долей секунды. Этого времени недостаточно для заметной диффузии растворенного воздуха через жидкость к поверхности раздела [6а]. Поэтому в такую каверну может попасть лишь немного больше воздуха, чем содержится в слое воды, которая, испаряясь, заполняет каверну. Даже если предположить, что в процессе образования каверны в нее диффундирует в несколько раз больше воздуха из окружающей жидкости, то и тогда он окажет слабое влияние на динамику пузырька, за исключением самых начальных стадий роста и самых конечных стадий схлопывания. В процессе схлопывания этот воздух вновь растворится в жидкости, но не полностью благодаря выравнивающему действию диффузии, о котором говорилось в разд. 3.8. Поэтому имеется избыток газа, идущий на образование новых ядер из каждой схлопывающейся каверны, хотя они, по-видимому, весьма малы, так как при схлопывании развиваются очень высокие давления. [c.164]

Казалось бы, из этого можно заключить, что схлопывающаяся каверна должна быть устойчивой, а растущая — неустойчивой. На основании экспериментов с одиночными пузырьками, возникающими при обтекании погруженных тел или при изменении гидростатического давления, Эллис [5] пришел к выводу, что при схлопывании пузырек гораздо менее устойчив, чем при росте. [c.172]

При рассмотрении роли неустойчивости прежде всего отметим, что выводы Плессета, изложенные в предыдущем разделе для ускоренных сферически симметричных движений, свидетельствуют о существовании устойчивой поверхности раздела в процессе роста пузырька. Неустойчивость должна проявляться при схлопывании. Хотя на фотографиях, подобных представленным на фиг. 4.1 и 4.18, обычно не удается обнаружить больших отклонений от сферической симметрии в процессе схлопывания, в экспериментах с отдельными пузырьками ясно видно искажение их поверхности. Наполненный газом пузырек при минимальном объеме, вероятно, не будет симметричным, и его повторный рост будет сопровождаться искажением поверхности. С другой стороны, дробление наполненной газом каверны при схлопывании может привести к образованию облака пузырьков при повторном расширении. [c.176]

Ограничивая число переменных, можно сформулировать соотношение подобия для кавитации, развивающейся из ядер кавитации на гладких поверхностях. Кнэпп [44] указал, что из уравнения Рэлея для роста или схлопывания пузырька [уравнение (4.6)] можно получить параметр динамического подобия сферических каверн в жидкостях с одинаковой плотностью [c.282]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...