Исследование вскипания перегретых и растянутых жидкостей

Оглавление
Предисловие 6
Глава 1. Введение. 8
1.1. Граница устойчивости растянутой жидкости. 8
1.2. Кинетика вскипания перегретых и растянутых жидкостей. 13
1.3. Обзор экспериментальных исследований
растянутых состояний жидкости. 19
1.3.1 .Методы экспериментальных исследований. 19
1.3.2.Результаты экспериментальных исследований
предельных растяжений жидкостей 28
Глава 2. Исследование кинетики вскипания перегретых и
растянутых жидкостей в квазистатических условиях. 35
2.1 Введение. 35
2.2. Экспериментальное исследование кинетики вскипания
перегретых диссоциирующих жидкостей. 36
2.2.1.Экспериментальная установка для исследования кинетики вскипания перегретых легкокипящих химически агрессивных жидкостей. 36
2.2.2. Результаты экспериментального исследования кинетики вскипания перегретой диссоциирующей четырехокиси
азота. 43
2.2.3. Кинетика вскипания фотодиссоциирующих жидкостей. 56
2.2.3.1 .Опыты в естественных условиях. 56
2.2.3.2. Кинетика вскипания жидкостей под действием
ультрафиолетового излучения. 62
2.3. Экспериментальное исследование кинетики вскипания перегретых жидкостей при отрицательных давлениях. 66
2
2.3.1. Введение. 66
2.3.2. Экспериментальная установка и методика опытов по исследованию кинетики вскипания растянутой жидкости. 67
2.3.3. Кинетика вскипания перегретого растянутого н-пентана.
Результаты опытов и их обсуждение. 71
Глава 3. Импульсное растяжение и перегрев жидкостей при
отрицательных давлениях. 74
3.1. Введение. 74
3.2. Предельные растяжения жидкостей в волне
отрицательного давления. 74
3.2.1. Экспериментальная установка и методика опытов. 74
3.2.2. Результаты опытов по импульсному растяжению
жидкостей в волне отрицательного давления. 77
3.3. Импульсный перегрев жидкостей в волне отрицательного
давления. 85
3.3.1. Экспериментальная установка и методика опытов. 85
3.3.2. Предельный перегрев органических жидкостей при отрицательных давлениях. 91
3.3.2. Предельный перегрев растворов органических жидкостей
при отрицательных давлениях. 102
3.3.3. Предельный перегрев воды в области отрицательных
давлений. 106
3.3.4. Предельный перегрев водных растворов в области отрицательных давлений. 108
Глава 4. Влияние газонасыщения на вскипание перегретой и
растянутой жидкости. 115
4.1. Введение. 115
4.2. Экспериментальное исследование влияние газонасыщения
на кинетику вскипания перегретой жидкости. 117
3
4.3. Импульсный перегрев газонасыщенных жидкостей при отрицательных давлениях.
4.4. Влияние газонасыщения на тяговые и расходные характеристики коротких сопел.
4.4.1. Экспериментальная установка и методика опытов.
4.4.2. Результаты опытов.
4.5. Распад струй газонасыщенной воды.
4.6. Экспериментальное исследование влияния газонасыщения на кавитационную прочность воды при низких температурах.
Глава 5. Инициированное вскипание перегретых и растянутых жидкостей.
5.1. Кинетика инициированного у- излучением вскипания перегретых жидкостей.
5.2. Влияние электрического поля на перегрев жидкостей в области отрицательных давлений.
5.3. О возможности описания долговечности перегретой и растянутой жидкости с помощью кинетической теории прочности.
Глава 6. Некоторые вопросы динамики распада перегретой (растянутой) жидкости.
6.1. Введение.
6.2. Скорость роста пузырьков пара в перегретой растянутой жидкости.
6.2.1.Введение.
6.2.2. Расчет скорости роста пузырька в перегретой растянутой жидкости.
6.2.3. Экспериментальное исследование скорости роста пузырька в перегретой растянутой жидкости.
6.3. Процессы размножения пузырьков при распаде перегретой (растянутой) жидкости.
6.3.1. Распад струй перегретой воды. 209
6.3.2. Кавитационный распад жидкости в трубках Бертло. 211
6.3.3. Размножение кавитационных пузырьков при отражении короткой волны давления от воздушных и паровых
полостей. 215
Заключение 220
Литература 223
5
Предисловие
Многие технологические процессы в энергетике, химической технологии, металлургии и т.д. связаны с фазовыми переходами жидкость-пар. Фазовому переходу жидкость-нар почти всегда предшествует метастабильное состояние. Глубина захода жидкости в метастабильную область зависит от интенсивности технологического процесса. При глубоком заходе в область метастабильного состояния последующий фазовый переход сопровождается значительным выделением энергии, что, зачастую, приводит к катастрофическим последствиям (паровому взрыву, кавитационному разрушению деталей оборудования и т. д.).
С другой стороны предварительный перегрев жидкости способствует интенсификации технологических (например, распыливание струй жидкости) и тепломассобменных процессов.
Для анализа процессов связанных со вскипанием перегретой или растянутой жидкости необходимы знания о возможной глубине захода в область метастабильного состояния и механизмах сильно неравновесного фазового перехода.
Исследования в этом направлении велись под руководством
В.П. Скрипова с начала 60-х годов прошлого века. Накоплен громадный экспериментальный материал, сделан большой шаг в направлении понимания процессов, сопутствующих сильно перегретым состояниям. Достаточно только перечислить монографии, написанные В.П.Скриповым и его учениками[1-6].
Работа посвящена двум основным проблемам: во первых - предельному перегреву жидкостей при отрицательных давлениях в сравнении предельными перегревами жидкостей при положительных давлениях и теорией гомогенной нуклеации, во вторых - влиянию инициирующих вскипание факторов (реакция диссоциации, растворенный в жидкость газ и ионизирующее излучение при наличии первых двух или одного из них) на предельный перегрев и кинетику вскипания перегретых и растянутых жидкостей.
6
Первая проблема весьма актуальна в связи с широким распространением технологических процессов, в которых реализуются отрицательные давления в жидкости ( быстрые гидродинамические процессы, подводные взрывы, ультразвуковые технологии, в том числе в медицине) и отсутствием систематических исследований фазовых переходов жидкость-пар из состояния перегретой жидкости при отрицательных давлениях.
Второй комплекс проблем связан с первым, потому что в реальных условиях приходится иметь дело со сложными системами, где фазовый переход осложнен наличием в жидкой материнской фазе химических реакций, газообразных и других примесей, действия фонового излучения.
Не смотря на то, что основная цель работы - изучение начальной стадии фазового перехода жидкость-пар из состояния перегретой растянутой жидкости, в ней также сжато рассмотрены и сопутствующие проблемы: скорость роста зародышей новой фазы и размножение центров кипения на начальной стадии распада метастабильной жидкой фазы.
Для решения поставленных задач использовались оригинальные экспериментальные установки и методики. Всего в исследованиях было задействовано 4 разработанных автором экспериментальных установки, не считая их модификаций.
Представляемая здесь работа начиналась под руководством Скрипова В.П. и Синицына Е.Н., и впоследствии они проявляли к ней живой интерес. На разных этапах в работе принимали участие студенты физико-технического факультета Уральского политехнического института: Санников В.И.,
Котельников H.A., Гиззатулина С.В., Ижгулов Д.З. и др. В проведении опытов со струями перегретой воды большую помощь автору оказал Кусков Г.В. Без помощи и поддержки П.А.Павлова и сотрудников лаборатории быстропротскающих процессов и физики кипения была бы невозможна постановка работы по импульсному растяжению и перегреву жидкостей.
7
Глава 1.Введение.
Кратко изложены современные
представления о границе устойчивости перегретой жидкости в области отрицательных давлений. Приведены основные положения классической теории гомогенной нуклеации. Сделан обзор методов и результатов экспериментальных исследований жидкостей в области отрицательных давлений.
1.1.Граница устойчивости растянутой жидкости.
Кипению и тем более кавитации, как правило, предшествует метастабильное (перегретое) состояние жидкости[1]. Существование метастабильных * фазовых состояний обусловлено необходимостью энергетических затрат на рождение зародыша новой фазы в метастабильной материнской фазе[7]. Впервые эту проблему детально рассмотрел Гиббс в теории капиллярности[8]. Он показал, что для образования зародыша новой фазы необходимо затратить энергию количественно равную одной трети поверхностной энергии зародыша:
Ж = (1.1)
где а - поверхностное натяжение границы раздела фаз, 8 - площадь поверхности зародыша.
Область перегретых состояний жидкости ограничена линией фазового равновесия жидкость-пар (бинодалью) и границей термодинамической устойчивости (спинодалью). Бинодаль полностью находится при положительных давлениях, вследствие невозможности существования пара при отрицательных давлениях. Её положение определяется однозначно и
8
сравнительно просто экспериментальными измерениями. Границу
термодинамической устойчивости жидкости определить экспериментально практически невозможно, так как она разделяет абсолютно неустойчивые (лабильные) состояния от метастабильных состояний, время существования которых конечно и уменьшается с приближением к спинодали.
Спинодаль существует как при положительных, так и при отрицательных давлениях, поскольку жидкость, как и твердое тело, может растягиваться вследствие значительного межмолекулярного взаимодействия.
Согласно термодинамической теории устойчивости[9] положение спинодали определяется равенством нулю первой производной от давления по объему при постоянной температуре:
Зная единое уравнение состояния жидкости и пара несложно получить уравнение спинодали из её определения. Проблема заключается в самом уравнении состояния, которое невозможно достаточно точно определить вблизи границы устойчивости. Большинство эмпирических уравнений состояния описывает область стабильных состояний жидкости, предполагая экстраполяцию для метастабильных состояний. Качественно верно описывает всю область существования жидкости и пара уравнение Ван-дер-Ваальса[10]:
где р,у,Т - соответственно давление, удельный объем и температура, Я -газовая постоянная, а и Ь - индивидуальные для каждого вещества константы. Уравнение Ван-дер-Ваальса замечательно тем, что оно работает как при положительных, так и при отрицательных давлениях в жидкости. Спинодаль, рассчитанная по уравнению (1.2), дает предельную величину растяжения жидкости при Т=0К: р3р(Т = 0К) = -27рк, где рк- давление в
(1.2)
9
критической термодинамической точке. (Как показал Скрипов В.П., эта величина находится в разумных пределах и сопоставима с прочностью нитевидных кристаллов[11].) Последнее выражение означает, что большая часть спинодали жидкости находится в области отрицательных давлений (рис. 1.1).
х
Рис. 1.1. Диаграмма фазовых состояний простого вещества в приведенных
координатах(г = Т/Тк,л = р/рк).
Сплошные линии: Б - бинодаль, Бр - спинодаль, Ь - линия плавления. Штриховая линия - продолжение линии плавления в область отрицательных давлений. К - критическая точка.
10
Здесь спинодаль рассчитана по уравнению Ван-дер-Ваальса. На рисунке область перегретых состояний жидкости находится между бинодалью, спинодалью и изобарой /7 = 0. Область растянутых состояний жидкости расположена между спинодалью и изобарой /7 = 0. Левее продолжения линии плавления в область отрицательных давлений (штриховая линия на рисунке) расположена растянутая переохлажденная жидкость.
На практике оказалось, что в области положительных давлений экспериментальные результаты по предельному перегреву жидкостей выходят за границы области метастабильных состояний определенных с помощью уравнения Ван-дер-Ваальса[1]. Поэтому трудно ожидать, что с помощью уравнения Ван-дер-Ваальса можно получить надежные количественные результаты по положению спинодали в области отрицательных давлений.
Постоянно предпринимаются попытки улучшить уравнение Ван-дер-Ваальса в плане корректного описания экспериментальных р,у,Т данных. В работах Мартынюка М.М. постоянный показатель степени 2 заменяется на переменный [13]. На основе этого уравнения рассчитывается спинодаль с использованием экспериментальных данных по критическим параметрам веществ и теплоте испарения в тройной точке, считая пар идеальным газом[14,15]. Таким образом, авторам удается подправить положение спинодали в области положительных давлений. Однако экстраполяция в область больших отрицательных давлений не может быть проверена ввиду отсутствия р,у,Т данных в этой области состояний.
При положительных давлениях положение спинодали достаточно просто определяется с помощью формулы Фюрта[16]:
р5р = р3-\.Ъ7ау\кТут. (1.3)
Здесь к - постоянная Больцмана, р8 - давление на линии равновесия при заданном Т.
11
Temperature / °С Рис.2. Фазовая диаграмма воды из работы[23].
Тт - линия плавления; Ть - бинодаль; ps - снинодаль; ос - коэффициент термической сжимаемости. Заштрихована область лабильных состояний.
В области положительных давлений расчеты по формуле (1.3) очень неплохо согласуются с другими способами определения спинодали как по уравнению состояния так и с помощью построения огибающей квазиизохор[ 1,2,17-20]. Однако уравнение (1.3) имеет нехорошую
12
асимптотику. При Т -> 0 давление на спинодали стремится к бесконечности. Поэтому оно скорее всего завышает прочность жидкостей на разрыв при больших отрицательных давлениях.
Большая неопределенность с положением спинодали при отрицательных давлениях вызвала целую серию работ, в которых предполагается изменение кривизны спинодали при низких температурах в первую очередь для жидкостей имеющих аномалии в поведении сжимаемости. В первую очередь это относится к воде[21-23]. На рис.1.2 показана спинодаль воды, как ее себе представляют авторы работ[21-23]. В последствие были получены результаты по кавитационной прочности воды[24], которые по мнению авторов подтверждают такой ход спинодали.
В последствии появилось множество работ, например[25,26], авторы которых считают, что спинодаль воды и некоторых других жидкостей имеет экстремум при низких температурах. Скрипов В.П.[27,28] показал, что такой ход спинодали вовсе не обязателен и без наличия надежных экспериментальных данных делать выводы о положении спинодали в области больших отрицательных давлений преждевременно. Это подтверждают и результаты молекулярно-динамического моделирования жидкостей при отрицательных давлениях[29-30].
1.2. Кинетика вскипания перегретых и растянутых жидкостей.
Время существования метастабильного состояния ограничено. Вероятность перехода из метастабильного состояния в термодинамически более выгодное определяется в первом приближении теорией гомогенного зародышеобразования. В основу этой теории легло предположение Гиббса[8] о том, что мерой устойчивости метастабильной фазы является работа образования критического зародыша. Фольмер и Вебер[31] по аналогии со скоростью химической реакции впервые нашли скорость
13
зародышеобразования в метастабильной системе с точностью до предэкспоненциального множителя:
Величину У, называют частотой зародышеобразования и относят к единице объема метастабильной фазы. Тогда она выражает число жизнеспособных зародышей новой фазы, образующихся в единице объема в единицу времени.
В последующих работах по теории гомогенного зародышеобразования [32-35] на основе детального рассмотрения процессов, сопровождающих рост зародыша новой фазы, находили численное значение предэкспоненциального множителя.
Каишев и Странский[33], Деринг[35], Фольмер[36] рассматривали процесс роста зародыша стабильной фазы как цепочку элементарных актов присоединения и отсоединения молекул. Деринг[35], а затем Фольмер[36], считая испарение молекул в полость процессом, лимитирующим рост пузырька пара в перегретой жидкости, получили выражение для скорости нуклсации в следующем виде:
где У = р'/р'\ N1 - число молекул в единице объема перегретой жидкости; ш - масса молекулы; / - теплота испарения в расчете на одну молекулу; р\рв -давление в жидкости и паре соответственно.
Чаще всего формулу(1.5) используют в более простом виде, без экспоненты с теплотой парообразования[37]:
У^ЛехрН^/АТ),
(1.4)
(1.5)
Существенным недостатком формулы (1.5) и ее модификации является то, что при </>3(это соответствует сильно растянутой жидкости) они не работают.
Я.Б.Зельдович[38] на основе идей Крамерса[39] рассмотрел эволюцию пузырьков пара как их движение вдоль фазовой оси размеров. Полученное им уравнение движения имеет вид обобщенного уравнения диффузии в поле сил:
5/ дп 0 дп
А
(1.7)
Здесь / - функция распределения пузырьков в метастабильной жидкости; /0 - равновесная функция распределения пузырьков; п - размер пузырька, О -обобщенный коэффициент диффузии.
Аналогичное уравнение получил Я.И.Френкель[40] из дискретной цепочки уравнений Беккера-Деринга[34], перейдя от конечных разностей к производным.
Ю.Каган[41] нашел строгое стационарное решение уравнения (1.7):
J — — 1 ' 4л \ <7
(ФЛ
г
(1.8)
кТ )
Кинетика зародышеобразования определяется производной (8п/с1г)к,
которая находится из гидродинамического уравнения роста пузырька пара в жидкости с учетом инерционных и вязких сил, скорости испарения и тепловых процессов на границе растущего пузырька:
8г)
**'ГК
к ЩП8К) 2а
2а 4 г]
Г
Гг
8г
с1г
~Ргк
с/г"
\Лгу
2
(1.9)
Ы.гЛ
Здесь гк =——- - радиус критического пузырька; 8К =-
vt - ^ЪкТ/лт - средняя тепловая скорость молекул; ц - коэффициент динамической вязкости; 8 =
15
Производная (с1г/с1г)к находится из решения кубического уравнения.
1 27о)' 3-Ь
1 + ~— /лгЛ2 о #+—:— /
3-А
К
(1.10)
3v.fi ,4 \]гк где со--—^; со =----т-1-^
Ю.Каган исследовал частные решения уравнения (1.8). Считая процессом, лимитирующим рост пузырька, скорость испарения жидкости он получил следующее выражение:
которая практически совпадает с модифицированной формулой Деринга -Фольмера. Для вязкой жидкости решение уравнения (1.8) имеет вид:
Б.В.Дерягин предложил иной подход к определению частоты зародышеобразования[42,43], основанный на использовании большого ансамбля Гиббса и уравнения Крамерса-Фоккера-Планка. В работе [44] на основе этого подхода получено выражение для частоты нуклеации в перегретой жидкости:
"3/ЗУ'кТ Ш} 1/2 с »и
16 Г) 1 ехр К кТ)
Здесь: М = [(\-% + е)2 + 4%^* -\ + х~е;
(1.11)
(1.12)
16
с?=
\ + Е
1-
Ь=\--Ь
3
лЛ
2*
2-Я
1-Я
. 2/.
+1;
1_м
2/?.
где 8 = р'к/р; е = РКГХ!01Г,Ч\ X = Ае/З = 2сг/3/?у^ . В работе получены частные решения для летучей:
р Л^,
а
— ехр
2(1-А/3) Ш’
и вязкой жидкости:
J = ^-^-у/кТа охр 2?
V
кТ
(1.14)
(1.15)
Эти формулы отличаются от формул (1.11) и (1.12) Ю.Кагана
множителем
(
Л
Все перечисленные формулы для расчета частоты зародышеобразования различаются между собой величиной предэкспоненциального множителя, который слабо меняется с температурой по сравнению с экспонентой. Анализ этих формул в монографиях [1] и [2] показал, что предэкспненциальные множители в них отличаются в пределах нескольких порядков. Это приводит к ошибке расчета температуры предельного перегрева жидкости в пределах 0,2 - 0,ЗК. Что для большинства случаев меньше погрешности эксперимента. Теория гомогенной нуклеации прошла всестороннюю экспериментальную проверку в случае перегретых жидкостей[1,2,4-6,45]. С достаточной для практики точностью в широком интервале частот зародышеобразования от 108 до 1027 м"3с! расчетные температуры предельного перегрева согласуются с экспериментальными результатами. Попытки улучшить теорию зародышеобразования в случае перегретых жидкостей приводят к поправкам, которые, как правило, не могут быть проверены экспериментально. Однако,
17
это не означает автоматического применения классических формул за рамками их апробации. И это относится, в частности, к жидкости при больших отрицательных давлениях, где возникают проблемы с определением границы устойчивости. Кроме того, расчет по формулам теории гомогенной нуклеации в области больших отрицательных давлений дает большой разброс при температурах вблизи тройной точки жидкости(рисЛ.З).
т°с
Рис. 1.3. Прочность воды на растяжение, рассчитанная по формулам теории гомогенной нуклеации.
1 - для ] = 1012 м'3с2 - Д = 1024 м^с'1.Сплошные линии по формулам Кагана, штриховые по формулам Дерягина; Б - бинодаль; К - критическая точка.
Из рисунка видно, что по давлению неопределенность расчета составляет сотни атмосфер, по температуре десятки. Это значительно превышает погрешности получаемые при сравнении теории и опытов по перегреву
18
жидкостей в области положительных давлений. Поэтому окончательные выводы о границах применимости теории гомогенной нуклеации в области отрицательных давлений можно сделать только на основе систематических экспериментальных исследований.
1.3. Обзор экспериментальных исследований растянутых состояний жидкости.
1.3.1.Методы экспериментальных исследований жидкостей при
отрицательных давлениях.
Первые публикации результатов исследования растянутой жидкости относятся к середине девятнадцатого века. Тогда были предложены основные статические методы растяжения жидкостей. Первый из них, манометрический, наиболее простой впервые использовался Донни[46]. Жидкостью заполняется длинная стеклянная трубка, один конец которой запаян, другой открыт. Если затем медленно поднимать запаянный конец трубки, то при pgh > 1 атм. (р- плотность жидкости, % - ускорение свободного падения, Ь - высота жидкости в трубке) давление в жидкости становится отрицательным. Донни удалось растянуть таким способом серную кислоту до -0.12 атм. Позднее Рейнольдс растянул манометрическим методом ртуть до -3 атм [47,48]. Метод не нашел дальнейшего развития по понятным сегодня причинам. Вероятность вскипания метастабильной жидкости пропорциональна объему. В манометрической методике сложно уменьшить объем растягиваемой жидкости. Кроме того, манометрическим способом нереально получить растяжение в десятки и тем более сотни атмосфер. Высота подъема жидкости в этом случае должна была бы достигать нескольких километров. Велико и время перевода жидкости в метастабильное состояние.
19
Более практичным оказался метод Бертло [49]. Суть его состоит в следующем. Запаянная с одной стороны стеклянная трубка (обычно длиной 10-15 см) заполняется исследуемой жидкостью. Затем свободный конец трубки запаивается так, чтобы в ней кроме жидкости остался небольшой пузырек воздуха с паром (рис. 1.4). (В современном исполнении жидкость тщательно обезгаживается, и в трубке остается пузырек пара.)
О
Рис. 1.4. Трубка Бертло.
Если трубку теперь нагреть, то пузырек растворится в жидкости, и жидкость займет весь объем трубки. При охлаждении трубки жидкость в ампуле сжимается в большей мере, чем стекло в результате разности коэффициентов термического расширения стекла и жидкости. В результате адгезии жидкости пузырек появляется со щелчком при температуре более низкой, чем та, при которой он растворился. Величина давления в момент появления пузырька рассчитывается с помощью уравнения состояния жидкости по известным температурам исчезновения и появления пузырька пара.
^ ' ҐІП І /IV I гги
(1.16)
Зу
дт
Сш ^
Р )
(ІТ.
где Т - температура разрыва жидкости, 7] - температура исчезновения пузырька в жидкости. Для большинства жидкостей
Зу
{дт
(дЛя <дт)„ '
(1.17)
Поэтому в первом приближении стекло можно считать незжимаемым.
20
Ошибка при расчете давления в этом случае может достигать 10-15%. Метод получил дальнейшее развитие в работе Майера[50], который к трубке Бертло добавил оригинальный манометр, позволяющий напрямую измерять отрицательное давление. В работе [51] трубка Бертло изготовлялась в виде спирали Бурдона, что позволяло напрямую измерять давление.
Методом трубки Бертло удается получать отрицательные давления в десятки и более атмосфер. Трубка Бертло использовалась и для исследования кинетики вскипания растянутой жидкости [52,53]. В классическом виде в трубке Бертло сложно получить растяжения сравнимые с теорией. Это связано с тем, что в классическом виде в трубках Бертло реализуются частоты зародышеобразования не более чем 105 м’3сЛ Из опытов по перегреву большого числа жидкостей в стеклянных капиллярах известно, что для получения перегревов сравнимых с теорией гомогенной нуклеации необходимы частоты зародышеобразования более чем 106 м^с’1^]. Поэтому в работах [51,54] принимались специальные меры для уменьшения объема растянутой жидкости. Однако главный недостаток метода состоит в том, что стеклянные ампулы довольно быстро разрушаются при больших отрицательных давлениях, вследствие гидроударов, возникающих при вскипании растянутой жидкости.
В последнее время классический метод трубки Бертло нашел широкое применение для исследования фазового равновесия растворов при отрицательных давлениях [55-57].
Имеются попытки проводить опыты в металлических трубках Бертло[58-64]. В работах [59-64] это уже не трубка, а камера почти кубической формы объемом 1см3, запираемая специальным вентилем. Отрицательное давление в последних работах измерялось с помощью пленочного датчика, наклеенного на наружной поверхности камеры. Датчик калибровался в области положительных давлений. Стальная трубка Бертло позволяла проводить многократные измерения и исследовать приработку
21
жидкости в камере. Последние публикации подчеркивают удивительную живучесть старого метода. Однако получить растяжения близкие к теоретическим в стальных трубках Бертло не удается из-за большого числа центров кипения на металлической поверхности.
В заключении следует отметить, что даже в случае прямых измерений отрицательного давления в трубках Бертло, калибровка датчиков осуществляется в области положительных давлений и результаты калибровки затем экстраполируются в область отрицательных давлений. Погрешность такой экстраполяции трудно оценить. Поэтому, чем большие отрицательные давления достигаются в опытах, тем с большей погрешностью они измеряются. Впрочем, это замечание относится и к расчетам отрицательного давления по уравнению состояния. Поскольку в этом случае необходимо экстраполировать уравнение состояния в область отрицательных давлений. Надежных способов проверки уравнения состояния в области отрицательных давлений не существует. Таким образом, на сегодняшний день самым надежным способом измерения отрицательного давления является манометрический метод. Однако он не позволяет получить большие отрицательные давления.
Следует отметить еще один статический метод растяжения жидкости. Это сильфонный метод - получение отрицательных давлений при растяжении сильфона соединенного с камерой или трубкой [65-67]. Получаемые таким образом растяжения не превышают нескольких атмосфер из-за вскипания жидкости на большой металлической поверхности сильфона.
Наиболее старым из динамических методов является центробежный метод, впервые использованный Рейнольдсом[68]. Суть метода состоит в следующем. Открытая с одной или с двух сторон горизонтальная трубка с жидкостью вращается вокруг вертикальной оси. Под действием центробежных сил жидкость в трубке растягивается. Давление на оси вращения составляет:
22