Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини
Запропоновані два пристрої для вимірювання порогу кавітації рідини. Розглянуті моделі сенсорів прямоточного і протиточного типу у вигляді пружних затоплених струминних оболонок при відповідних граничних умовах. Отримано залежність частоти основної гармоніки автоколивань оболонки від властивостей рід...
Gespeichert in:
| Datum: | 2006 |
|---|---|
| 1. Verfasser: | |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russian |
| Veröffentlicht: |
Інститут гідромеханіки НАН України
2006
|
| Online Zugang: | http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/960 |
| Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Zitieren: | Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини / Ю. М. Дудзінський // Акуст. вісн. — 2006. — Т. 9, N 1. — С. 34-39. — Бібліогр.: 15 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
irk-123456789-960 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
irk-123456789-9602008-10-15T20:12:26Z Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини Дудзінський, Ю.М. Запропоновані два пристрої для вимірювання порогу кавітації рідини. Розглянуті моделі сенсорів прямоточного і протиточного типу у вигляді пружних затоплених струминних оболонок при відповідних граничних умовах. Отримано залежність частоти основної гармоніки автоколивань оболонки від властивостей рідини та геометричних параметрів пристрою. Чисельні розрахунки зіставлені з результатами експериментів. Предложены два устройства для измерения порога кавитации жидкости. Рассмотрены модели сенсоров прямоточного и противоточного типов в виде упругих затопленных струйных оболочек при соответствующих граничных условиях. Получена зависимость частоты основной гармоники автоколебаний оболочки от свойств жидкости и геометрических параметров устройства. Численные расчеты сопоставлены с результатами экспериментов. Two devices for measuring the cavitation threshold in a fluid are proposed. The models of the direct-flow and counter-flow sensors, being in essence the elastic underwater jet membranes, are considered. The basic frequency of the membrane's self-vibrations is obtained as a function of the fluid characteristics and device's geometric parameters. The numerical calculations are compared with experimental results. 2006 Article Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини / Ю. М. Дудзінський // Акуст. вісн. — 2006. — Т. 9, N 1. — С. 34-39. — Бібліогр.: 15 назв. — рос. 1028-7507 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/960 532.5.013 ru Інститут гідромеханіки НАН України |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| language |
Russian |
| description |
Запропоновані два пристрої для вимірювання порогу кавітації рідини. Розглянуті моделі сенсорів прямоточного і протиточного типу у вигляді пружних затоплених струминних оболонок при відповідних граничних умовах. Отримано залежність частоти основної гармоніки автоколивань оболонки від властивостей рідини та геометричних параметрів пристрою. Чисельні розрахунки зіставлені з результатами експериментів. |
| format |
Article |
| author |
Дудзінський, Ю.М. |
| spellingShingle |
Дудзінський, Ю.М. Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини |
| author_facet |
Дудзінський, Ю.М. |
| author_sort |
Дудзінський, Ю.М. |
| title |
Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини |
| title_short |
Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини |
| title_full |
Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини |
| title_fullStr |
Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини |
| title_full_unstemmed |
Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини |
| title_sort |
акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини |
| publisher |
Інститут гідромеханіки НАН України |
| publishDate |
2006 |
| url |
http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/960 |
| citation_txt |
Акусто-гідродинамічний метод вимірювання порогу кавітації рідини / Ю. М. Дудзінський // Акуст. вісн. — 2006. — Т. 9, N 1. — С. 34-39. — Бібліогр.: 15 назв. — рос. |
| work_keys_str_mv |
AT dudzínsʹkijûm akustogídrodinamíčnijmetodvimírûvannâporogukavítacíírídini |
| first_indexed |
2025-07-02T05:12:14Z |
| last_indexed |
2025-07-02T05:12:14Z |
| _version_ |
1836510751181766656 |
| fulltext |
ISSN 1028 -7507 Акустичний вiсник. 2006. Том 9, N 1. С. 34 – 39
УДК 532.5.013
АКУСТО-ГIДРОДИНАМIЧНИЙ МЕТОД
ВИМIРЮВАННЯ ПОРОГУ КАВIТАЦIЇ РIДИНИ
Ю. М. Д УД З IН СЬ К ИЙ
Одеський нацiональний полiтехнiчний унiверситет
Одержано 30.11.2005
Запропонованi два пристрої для вимiрювання порогу кавiтацiї рiдини. Розглянутi моделi сенсорiв прямоточного i
протиточного типу у виглядi пружних затоплених струминних оболонок при вiдповiдних граничних умовах. Отри-
мано залежнiсть частоти основної гармонiки автоколивань оболонки вiд властивостей рiдини та геометричних па-
раметрiв пристрою. Чисельнi розрахунки зiставленi з результатами експериментiв.
Предложены два устройства для измерения порога кавитации жидкости. Рассмотрены модели сенсоров прямото-
чного и противоточного типов в виде упругих затопленных струйных оболочек при соответствующих граничных
условиях. Получена зависимость частоты основной гармоники автоколебаний оболочки от свойств жидкости и гео-
метрических параметров устройства. Численные расчеты сопоставлены с результатами экспериментов.
Two devices for measuring the cavitation threshold in a fluid are proposed. The models of the direct-flow and counter-flow
sensors, being in essence the elastic underwater jet membranes, are considered. The basic frequency of the membrane’s
self-vibrations is obtained as a function of the fluid characteristics and device’s geometric parameters. The numerical
calculations are compared with experimental results.
ВСТУП
У зв’язку з посиленням екологiчних вимог та пи-
тань технiки безпеки в ультразвукових та звуко-
вих технологiях останнiм часом прослiдковується
тенденцiя до зниження концентрацiй поверхово-
активних речовин, перехiд на дистильовану воду
або хiмiчно нейтральнi рiдини (мiнеральнi олiї, то-
луол та iншi органiчнi рiдини). В останньому ви-
падку робоча рiдина є дiелектриком, i основну
роль у технологiях очищення деталей вiд плiвок рi-
зноманiтних забруднень, емульгування та диспер-
гування вiдiграє механiчний вплив кавiтацiї на по-
верхню твердого тiла. При цьому для малоагре-
сивних середовищ виникає потреба у збiльшен-
нi iнтенсивностi ударних хвиль вiд колапсуючих
кавiтацiйних пухирцiв та пiдвищеннi оптимальної
частоти акустичного поля [1, 2]. Першу проблему
неможливо однозначно вирiшити за рахунок пiд-
вищення рiвня акустичного тиску. Необхiдно одно-
часно збiльшити кавiтацiйний порiг у робочiй рi-
динi. Це досягається, наприклад, пiдбором типу рi-
дини, її очищенням вiд твердих та рiдинних домi-
шок, дегазацiєю та спецiальною обробкою. Проте,
у конкретних технологiчних процесах тип робочо-
го середовища, як правило, задано. Окрiм того, не
завжди можливо пiдтримувати чистоту й однорi-
днiсть властивостей рiдини, що використовується.
Iснує iнший шлях – пiдвищення гiдростатично-
го тиску в робочiй ємностi. При застосуваннi
осесиметричного гiдродинамiчного випромiнюва-
ча (ГДВ) це дає можливiсть одночасно зi зростан-
ням рiвня акустичного сигналу збiльшити часто-
ту його основного тону [3]. Однак при цьому має
мiсце протилежна тенденцiя: починаючи з деякого
значення надлишкового статичного тиску зменшу-
ється ефективнiсть кавiтацiї. Крiм того, у техноло-
гiчному процесi з часом змiнюється склад робочої
рiдини, що призводить до змiни її порогу кавiта-
цiї. Це зумовлює проблему розробки простої ме-
тодики експрес-оцiнки вказаного параметра, який
є надзвичайно важливим для ряду промислових
акустичних технологiй.
1. ТЕОРЕТИЧНИЙ I РЕАЛЬНИЙ КАВIТА-
ЦIЙНИЙ ПОРIГ РIДИНИ
При розглядi питання про кавiтацiйну мiцнiсть
рiдини часто посилаються на роботу Зельдови-
ча [4], у якiй визначена мiцнiсть iдеальної рiдини
при вiдсутностi в нiй зародкiв кавiтацiї. Так, для
води отримана теоретична мiцнiсть на розрив ста-
новить порядку 1600 атм, хоча максимальний фа-
ктичний кавiтацiйний порiг, досягнутий при спецi-
альнiй обробцi невеликої кiлькостi води, складає
всього 280 атм [5]. Бiльше того, при спостережен-
нi кавiтацiї в реальних (натурних чи лаборатор-
них) умовах для звичайної вистояної протягом ти-
жня води кавiтацiйна мiцнiсть становить декiлька
атмосфер [6,7]. Рiзними авторами висловлювалось
припущення про те, що на кавiтацiйну мiцнiсть
рiдини суттєво впливають концентрацiя i розмi-
ри розподiлених у рiдинi включень. У рядi експе-
риментальних робiт [7 – 10] показано, що мiцнiсть
34 c© Ю. М. Дудзiнський, 2006
ISSN 1028 -7507 Акустичний вiсник. 2006. Том 9, N 1. С. 34 – 39
рiдини знижується зi зростанням концентрацiї у
нiй повiтря i твердих домiшок. Що ж до зале-
жностi вiд надлишкового статичного тиску, порiг
кавiтацiї зростає, асимптотично наближаючись до
14 атм [7, 9, 10].
У роботi Акулiчева [11] порiг парової кавiтацiї
для рiдини виражено через амплiтудне значення
акустичного тиску Pmk, при якому виникає кавi-
тацiя:
Pmk = P0 − Pv +
(
σ
r0
+
kT ln τA
4πr3
0
)
×
×
(
1 + 2 cos
4π + ϕ
3
)
,
ϕ = arccos
1 − 2σ3/r3
0
(
σ
r0
+
kT ln τA
4πr3
0
)3
.
(1)
Тут P0 =(Patm+∆Pst) – гiдростатичний тиск у не-
збуренiй рiдинi; Patm – атмосферний тиск; ∆Pst –
надлишковий статичний тиск у рiдинi; Pv – тиск
насиченої пари в пухирцях радiусом r0 при тем-
пературi T ; k – стала Больцмана; σ – коефiцiєнт
поверхневого натягу; τ – середнiй час очiкування
розриву суцiльної рiдини; A – сталий множник [4].
Якщо τ =1 с, то за даними рiзних джерел значен-
ня A лежить у дiапазонi 1014 ÷ 1036 с−1. Виходя-
чи з цього, автор статтi [11] користується середнiм
значенням τA = 1025. У роботi Сиротюка [8] кавi-
тацiйний порiг рiдини визначається iншою форму-
лою:
PK = P0 − Pv +
2
3
√
3
√
(2σ/r0)3
P0 − Pv + 2σ/r0
, (2)
де вплив температури рiдини враховується фун-
кцiональною залежнiстю r0(T ). Усi позначення фi-
зичних величин тут такi самi, як i у виразi (1).
На рис. 1 представлено експериментальнi зна-
чення порогу кавiтацiї при температурi t◦ = 30◦C
для води, яку спецiально не обробляли (крива 1),
i результати розрахунку за моделями Акулiчева
(крива 2) та Сиротюка (крива 3). Видно, що оби-
двi моделi нi кiлькiсно, нi якiсно не вiдповiдають
значенням мiцностi водопровiдної води у дiапазо-
нi надлишкових статичних тискiв ∆Pst=0÷5 атм.
Дiйсно, для реальної води, витриманої протягом
кiлькох тижнiв, порiг кавiтацiї нелiнiйно залежить
вiд ∆Pst, асимптотично наближаючись до значен-
ня 14 атм (цо вiдповiдає даним [7, 9, 10]). Обидвi
ж модельнi залежностi, як Акулiчева, так i Сиро-
тюка, прогнозують необмежене зростання мiцностi
P0 , MPa
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6
P K
,
M
Pa
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2
1
2
3
Рис. 1. Залежнiсть кавiтацiйного
порогу води вiд гiдростатичного тиску:
1 – результати Блейка [6,9], 2 – розрахунок за формулою (1),
3 – розрахунок за формулою (2)
води зi збiльшенням статичного тиску за лiнiйним
законом.
Зазначимо, що вимiрювання кавiтацiйного поро-
гу вiдомими статичними чи динамiчними засоба-
ми [5 – 10] потребує багато часу. Окрiм того, немо-
жливо проводити визначення цього фiзичного па-
раметра без зупинки технологiчного процесу або
вимкнення акустичного обладнання. Якщо ж ви-
користовується герметична ємнiсть, у якiй ство-
рено гiдростатичний тиск, то необхiдно вiдбирати
проби робочої рiдини, а це незручно i не завжди
можливо.
У попереднiх дослiдженнях показано принци-
пову можливiсть роботи протиточних випромiню-
вальних систем в умовах надлишкових статичних
тискiв [3]. Мета даної роботи – теоретичне й екс-
периментальне дослiдження залежностi частоти
основної гармонiки пружних коливань, генерова-
них осесиметричними ГДВ, вiд надлишкового ста-
тичного тиску в герметичнiй робочiй ємностi. Та-
кож ставиться задача доведення можливостi ви-
користовувати частоту сигналу для оцiнки порогу
кавiтацiї у рiдинi.
2. ВПЛИВ ПОРОГУ КАВIТАЦIЇ РIДИНИ НА
МОДУЛЬ ПРУЖНОСТI ЗАНУРЕНОЇ ОСЕ-
СИМЕТРИЧНОЇ СТРУМИННОЇ ОБОЛОН-
КИ
Одною з характерних особливостей прямото-
чних i протиточних осесиметричних ГДВ [12] є
вiдсутнiсть вiбруючих елементiв конструкцiї, що
сприяє тривалому термiну їхньої роботи. У ви-
промiнювачiв прямоточного типу частоту основної
Ю. М. Дудзiнський 35
ISSN 1028 -7507 Акустичний вiсник. 2006. Том 9, N 1. С. 34 – 39
гармонiки акустичного сигналу задає пружна за-
нурена оболонка-струмiнь 2 (цилiндричної чи ко-
нiчної форми), яка витiкає з кругового щiлинно-
го сопла 1 i формується схiдчастою перешкодою 3
(рис. 2, а). За джерело звукоутворення правлять
первинний 4 та вторинний 5 кiльцевi кавiтацiй-
нi вихори, якi перiодично колапсують i генерують
пружнi хвилi високої iнтенсивностi. На тiньовiй
фотографiї ГДВ даного типу (рис. 2, б) можна спо-
стерiгати оболонку-струмiнь та первинний вихор
кiльцевої форми.
Розглянемо протиточний ГДВ (рис. 3, а). Зану-
рений струмiнь виходить iз сопла 1, пiсля чого
формується у струмiнь-оболонку 2 за допомогою
вiдбивача з параболiчною лункою 3. У цьому ви-
падку довжина струменя-оболонки визначається
вiдстанню вiд торця вiдбивача до торця сопла. Тут
також присутнi первинний 4 i вторинний 5 торої-
дальнi вихори. На фотографiї протиточного ГДВ
(рис. 3, б) можна спостерiгати первинний та вто-
ринний вихори, якi мають кiльцеву форму. Прин-
цип звукоутворення у протиточному ГДВ цiлком
аналогiчний до наведеного вище.
Осесиметричний випромiнювач має такi геомет-
ричнi параметри: дiаметр еквiвалентного цилiндра
r=(Dc + Dmax)/2, висоту ` i товщину оболонки h
(див. рис. 2, а, 3 ,а). За гiдродинамiчнi параметри
приймаються ρ, κi, P∗ – густина, параметри адi-
абатичної стисливостi, внутрiшнiй тиск (мiцнiсть)
рiдини вiдповiдно, а також швидкiсть струменя v
на виходi iз сопла. Доведено, що при оптимально-
му настроюваннi ГДВ параметр ` визначається че-
рез v [3]. Зауважимо, що зазвичай струминнi обо-
лонки мають середню довжину (висота порядку
радiуса, πr/` ∼ 1), а кут мiж їхньою твiрною та
висотою малий. Тому в подальшому при фiзично-
му моделюваннi достатньо розглядати цилiндри-
чну оболонку, одна основа якої жорстко затисне-
на, а iнша – вiльна. Оболонка-струмiнь деформу-
ється пiд дiєю сил, рiвномiрно розподiлених по її
внутрiшнiй поверхнi (геометричнi параметри вва-
жаються вiдомими).
Методом, описаним у роботах [13, 14], отрима-
но вираз для частоти основної гармонiки власних
коливань рiдинної оболонки:
f0 =
1
2πr
√
12 + k4
0
r2h2
12ρ
E . (3)
У формулi (3) E – модуль пружностi зануреної
струминної оболонки; k0 = 1.8751/` – хвильовий
параметр, який вiдповiдає основнiй гармонiцi вла-
сних коливань оболонки. Вiдомо, що для пружно-
го тiла частота коливань зростає зi зменшенням
його габаритiв i прямо пропорцiйна кореню з вiд-
ношення пружностi матерiалу до маси тiла. Тому,
як i слiд було очiкувати, власна частота занурено-
го струменя-оболонки обернено пропорцiйна її до
середнього радiуса i прямо пропорцiйна квадра-
тному кореню з вiдношення модуля пружностi до
густини рiдини.
Розглянемо величину E. У багатьох практичних
задачах, де доводиться враховувати стисливiсть
рiдкого середовища, використовується модель Те-
та, вiдповiдно до якої модуль об’ємної пружностi
рiдини у першому наближеннi визначається як
K =
n
∑
i=1
κi(P∗ + ∆Pst)
i.
Тут ∆Pst – надлишковий, у порiвняннi з атмо-
сферним, тиск; внутрiшнiй тиск P∗ у рiдинi за-
лежить вiд температури; коефiцiєнт κ1 характе-
ризує вiдхилення пружних властивостей рiдини
вiд закону Гука у першому наближеннi. Остан-
ня величина практично не змiнюється у широко-
му дiапазонi температур, але залежать вiд концен-
трацiї включень (дрiбнодисперсних твердих ча-
стинок, кавiтацiйних пухирцiв та iн.). Для бiль-
шостi рiдин це значення знаходиться в дiапазонi
κ1 =4÷12 [5 – 7]. Для нелiнiйних параметрiв спра-
ведливо κ2�κ3� . . ., а проблема їх визначення
еквiвалентна питанню про те, наскiльки реальна
рiдина вiдповiдає моделi рiдини Тета.
З огляду на особливостi формування струменя
рiдини, для нього приймається нульове значен-
ня коефiцiєнта Пуассона ν = 0 [13, 14]. Тодi мо-
дуль пружностi цилiндричної оболонки-струменя
має вигляд [15]
E =
K
3(1 − 2ν)
=
1
3
3
∑
i=1
κi(P∗ + ∆Pst)
i. (4)
Якщо врахувати, що осесиметричнi ГДВ у актив-
нiй зонi звукоутворення створюють розвинену ка-
вiтацiю [12], то в останньому виразi необхiдно за-
мiнити внутрiшнiй тиск у рiдинi на її кавiтацiй-
ний порiг: P∗ → PK [14]. Враховуючи спiввiдно-
шення (4), перепишемо формулу (3) для частоти
основної гармонiки:
f2
0
=
12 + k4
0
r2h2
144π2ρr2
3
∑
i=1
κi(P∗ + ∆Pst)
i. (5)
Щоб одержати “доступний для огляду” розв’я-
зок, пiдставимо сюди характеристики води (ρ =
103 кг/м
3
, κ1 = 7.1, κ2 = 8 ·10−6, κ3 = 10−11) i па-
раметри конкретного прямоточного ГДВ з кiльце-
вим соплом i схiдчастою перешкодою (k0 =187.51,
36 Ю. М. Дудзiнський
ISSN 1028 -7507 Акустичний вiсник. 2006. Том 9, N 1. С. 34 – 39
а б
Рис. 2. Прямоточний ГДВ:
а – фiзична модель,
б – тiньова фотографiя первинного вихору
i струминної оболонки
а б
Рис. 3. Протиточний ГДВ:
а – фiзична модель,
б – фотографiя первинного та вторинного вихорiв
Ю. М. Дудзiнський 37
ISSN 1028 -7507 Акустичний вiсник. 2006. Том 9, N 1. С. 34 – 39
P0 , MPa
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5
P K
,
M
Pa
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
1.2
1
2
Рис. 4. Залежнiсть кавiтацiйного порогу
водопровiдної води вiд гiдростатичного тиску:
1 – результати Блейка [6,9], 2 – розрахунок за формулою (6),
• – експериментальнi результати з прямоточним ГДВ,
� – експериментальнi результати з протиточним ГДВ
r = 9 ·10−3 м). Кубiчне рiвняння (5) має два ком-
плекснi коренi, якi не мають фiзичного змiсту, i
один дiйсний. Якщо у виразi для нього вiдкинути
необмежено малi складовi, остаточно маємо
PK=−2.6667·105+∆Pst−
−6.2676
D
+2.6457·1010D,
D =
[
4.0880·10−15+2.5848·10−20 ×
(
f2
0
+
+
√
4.4818·1010+3.1631·105f2
0
+f4
0
)]1/3
.
(6)
У розрахунковiй формулi (6) PK i ∆Pst беруться
у паскалях, f0 – у герцах (числовi члени також
мають вiдповiднi розмiрностi). Якщо у рiвнян-
ня (5) пiдставити геометричнi характеристики iн-
шого осесиметричного ГДВ, можна отримати спiв-
вiдношення, подiбне до (6), але з iншими коефiцi-
єнтами. Нижче буде показано, що при використан-
нi ГДВ його тип (прямоточний чи протиточний)
принципової рiзницi не має.
3. АНАЛIЗ ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНИХ РЕ-
ЗУЛЬТАТIВ
Експеримент проводився на прямоточному (з
кiльцевим соплом i схiдчастою перешкодою) та
протиточному ГДВ. За робочу рiдину правила во-
допровiдна вода, вiдстояна протягом мiсяця у при-
мiщеннi з мiнiмальними коливаннями температу-
ри. Надлишковий статичний тиск створювався у
невеликiй герметичнiй звукопрозорiй ємностi з по-
лiетилену високого тиску, всерединi якої знаходив-
ся один iз тестових гiдродинамiчних випромiнюва-
чiв. Сама ємнiсть занурювалась у великий бак з
тiєю же водою для того, щоб велика маса рiдини
запобiгала швидкому її нагрiванню.
При проведеннi вимiрювань випромiнювачi ре-
гулювалися на максимальний рiвень звуку за ра-
хунок пiдбору оптимальної швидкостi струменя
на виходi iз сопла [3, 14]. Надлишковий статичний
тиск у робочiй ємностi вимiрювався манометром,
а частота основного сигналу – за допомогою гiдро-
фона та аналiзатора спектра (з цiєї метою можна
також використовувати частотомiр у режимi вимi-
рювання часових iнтервалiв – перiоду коливань).
Залежностi кавiтацiйної мiцностi води вiд гiдро-
статичного тиску представленi на рис. 4. Штри-
хова крива показує результати, отриманi Блей-
ком [9], а неперервна – розрахунковi данi за фор-
мулою (6). Зауважимо, що при зростаннi стати-
чного тиску необхiдно збiльшувати швидкiсть за-
топленого осесиметричного струменя, збiльшуючи
продуктивнiсть насосу. Оскiльки при однакових
умовах прямоточний випромiнювач потребує ви-
щої продуктивностi у порiвняннi з протиточним,
для цього типу ГДВ гiдростатичний тиск був обме-
жений дiапазоном P0 = 1 ÷ 2.4 атм. При P0 =
2.4÷6 атм застосовувався тiльки ГДВ протиточно-
го типу.
Як видно з графiка, для вимiрювання кавiта-
цiйного порогу рiдини немає значення, який тип
осесиметричного гiдродинамiчного випромiнюва-
ча застосовується: похибка запропонованого мето-
да не перебiльшує 5 %. Отримана залежнiсть ка-
вiтацiйного порогу водопровiдної води вiд гiдро-
статичного тиску асимптотично наближається до
14 атм, що не суперечить роботам [5 – 7, 9]. Також
видно, що теоретичнi й експериментальнi резуль-
тати проведених дослiджень мало вiдрiзняються
вiд даних Блейка про порiг кавiтацiї для води, якi
були отриманi iншим методом.
ВИСНОВКИ
1. Отримано аналiтичну залежнiсть частоти
основного тону акустичного сигналу, генеро-
ваного осесиметричними ГДВ, вiд геометри-
чних параметрiв струминної оболонки, гiдро-
динамiчних параметрiв рiдини та гiдроста-
тичного тиску в робочiй ємностi. Проведено
порiвняння теоретичних i експериментальних
даних.
38 Ю. М. Дудзiнський
ISSN 1028 -7507 Акустичний вiсник. 2006. Том 9, N 1. С. 34 – 39
2. Встановлено, що мiцнiсть рiдини нелiнiйно за-
лежить вiд гiдростатичного тиску, асимптоти-
чно наближаючись до 14 атм. При цьому на
звукових частотах коливань у виразi для адi-
абатичної стисливостi рiдини необхiдно вра-
ховувати не тiльки лiнiйний, але й першi два
нелiнiйнi параметри.
3. Показано можливiсть визначення порога ка-
вiтацiї у рiдинi шляхом вимiрювання гiдро-
статичного тиску в робочiй ємностi i частоти
основної гармонiки акустичного сигналу.
1. Маргулис М. А., Хавский Н. Н. О механизме
одновременного воздействия двух частот акусти-
ческих колебаний на физико-химические и хими-
ческие эффекты // Тр. Всесоюз. науч. симпоз.
“Кавитация-85”.– Славское, 1985.– С. 94.
2. Дежкунов Н. В. Механизмы усиления звуколюми-
несценции при взаимодействии сильно различаю-
щихся по частоте ультразвуковых полей // Сб. тр.
XIII сессии Рос. акуст. общ-ва: том 2.– М., 2003.–
С. 196–201.
3. Дудзинский Ю. М., Маничева Н. В., Назарен-
ко О. А. Оптимизация параметров широкопо-
лосного акустического излучателя в условиях
избыточных статических давлений // Акуст. вiсн.–
2001.– 4, N 2.– С. 38–46.
4. Зельдович Я. Б. К теории образования новой фа-
зы // ЖЭТФ.– 1942.– 12, N 11-12.– С. 525–538.
5. Корнфельд М. Упругость и прочность
жидкостей.– М.: ГИТТЛ, 1951.– 200 с.
6. Зарембо Л. К., Красильников В. А. Введение в не-
линейную акустику.– М.: Наука, 1966.– 520 с.
7. Кнэпп Р., Дейли Дж., Хэммит Ф. Кавитация.– М.:
Мир, 1974.– 688 с.
8. Сиротюк М. Г. Экспериментальные исследования
ультразвуковой кавитации // Мощные ультразву-
ковые поля / Под ред. Л. Д. Розенберга.– М.: На-
ука, 1968.– С. 167–220.
9. Esche R. Untersuchung der schwingungskavitation in
flüssigkeiten // Akust. Beih.– 1952.– N 4.– С. 208.
10. Connoly W., Fox F. E. Ultrasonic cavitation
thresholds in water // J. Acoust. Soc. Amer.– 1954.–
26.– С. 843.
11. Акуличев В. А. О расчете кавитационной прочно-
сти реальных жидкостей // Акуст. ж.– 1965.– 11,
N 1.– С. 19–23.
12. Назаренко А. Ф. Гидродинамические излучате-
ли // Ультразвук: маленькая энциклопедия / Под
ред. И. П. Голяминой.– М.: Сов. энцикл., 1979.–
С. 79–81.
13. Дудзинский Ю. М., Назаренко О. А. Колебания
затопленной осесимметричной струи-оболочки //
Акуст. вiсн.– 2001.– 3, N 4.– С. 27–35.
14. Дудзiнський Ю. М., Сухарьков А. О., Назарен-
ко О. А. Автоколивання пружного заглибленого
осесиметричного струменя-оболонки // Зб. праць
акустичного симпозiуму “КОНСОНАНС-2003”.–
К.: IГМ НАНУ, 2003.– С. 84–88.
15. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Теория упругости.–
М.: Физматгиз, 1963.– 400 с.
Ю. М. Дудзiнський 39
|