Доклады Российской академии наук. Физика, технические науки, 2021, T. 501, № 1, стр. 54-58

Известно, что кипение локально перегретой жидкости характеризуется не только ростом, но и последующим коллапсом паровых пузырьков. И, если их форма по каким-либо причинам теряет сферичность, в ряде случаев это приводит к генерации высокоскоростных струй жидкости, которые локально могут создавать большие гидродинамические давления. Это представляет большой практический интерес для различных приложений, например, для селективной очистки поверхностей [1], разрушения твердых тел [2] и жидкостей [3], в технологии струйной печати [4] и т.п. Следует также указать на перспективу использования теплового воздействия лазерного излучения на биологические ткани для хирургического лечения различных заболеваний [5–9]. Передача излучения выполняется по тонкому оптоволокну, и с точки зрения физики механизм такого воздействия связан с образованием вблизи торца оптоволокна паровых пузырьков, их дальнейшим коллапсом из-за общего недогрева жидкости [10], с последующим формированием горячих затопленных струй [11], посредством которых и осуществляется необходимое воздействие.

Несмотря на то, что образование микроструй в процессе кавитации уже давно исследуется (см., например, [12–15]), остается множество задач, требующих своего решения. В частности, не совсем ясны механизмы образования этих струй для различных физических систем. Исследованию динамики паровых пузырьков в различных метастабильных средах также посвящено большое количество работ [16–18]. Однако на сегодняшний день в литературе отсутствует полноценное описание процесса эволюции паровой фазы при кипении, в особенности лазерно-индуцированном, локально перегретой в условиях общего недогрева жидкости. В настоящей работе частично восполнен этот пробел описания: представлено экспериментальное исследование процесса вторичного вскипания жидкости вокруг горячих затопленных струй, образованных при коллапсе парового пузырька, индуцированного лазерным нагревом жидкости.

В экспериментах использовался полупроводниковый лазер с длиной волны 1.94 мкм (ИРЭ-Полюс, Россия) мощностью до 10 Вт, непрерывное излучение которого подавалось по вертикально ориентированному кварц–кварц полимерному волокну с диаметром жилы 600 мкм в оптическую кювету (стекло марки K-8 (SCHOTT GLASS BK7)), c внутренними размерами $16.5 \times 37 \times 20$ мм (ширина $ \times $ высота $ \times $ глубина) и толщиной стенки 3 мм, заполненную дистиллированной водой. Торец оптоволокна был погружен на глубину 15 мм и зафиксирован специальным держателем. Эксперименты проводились при нормальных условиях. Мощность излучения в экспериментах варьировалась в пределах от 3 до 10 Вт. Излучение с длиной волны 1.94 мкм очень хорошо поглощается водой (с коэффициентом поглощения ∼100 см^–1). Это приводит к интенсивному объемному тепловыделению в воде вблизи торца оптоволокна и, как следствие, к спонтанному образованию одиночного парового зародыша, который в процессе своей эволюции претерпевает стадии быстрого роста и последующего не менее быстрого схлопывания с генерацией горячей затопленной струи. Для фото- и видеорегистрации процессов, протекающих в кювете, использовалась высокоскоростная видеокамера Photron FASTCAM Mini UX100 (Япония) со скоростью съемки до 100 000 fps. Программное обеспечение видеокамеры позволяло вести запись с контролем времени. Точность измерений составляла $\sqrt 2 $ × размер пикселя, который равен 15 мкм.

На рис. 1 представлены покадровые иллюстрации всех стадий процесса вскипания недогретой до температуры насыщения жидкости при воздействии на нее лазерного излучения мощности 10 Вт: с момента образования зародыша паровой фазы до практически ее полного исчезновения. На рис. 2 более детально продемонстрирован процесс эволюции вторичного парового образования (раскадровка на рис. 2 соответствует кадрам 14–21 на рис. 1). Приведенные раскадровки получены при одинаковых условиях экспериментов, но с помощью двух разных методов видеофиксации – шлирен-метода (рис. 1) и “на просвет” (рис. 2). Каждый из них имеет свое преимущество. Если в первом методе хорошо отслеживается область нагретой жидкости, что видно по изменению ее коэффициента преломления, то во втором методе более четко видна структура паровой фазы.

Рис. 1.

Иллюстрация эволюции паровой фазы, образующейся в результате воздействия на жидкость лазерного излучения с длиной волны 1.94 мкм и мощностью 10 Вт. Съемка шлирен-методом. Временной интервал между кадрами 1/32 мс.

Рис. 2.

Иллюстрация эволюции вторичного образования паровой фазы, образующейся в результате воздействия на жидкость лазерного излучения с длиной волны 1.94 мкм и мощностью 10 Вт. Съемка методом “на просвет”. Временной интервал между кадрами 1/64 мс.

Эксперименты показывают, что зародыш паровой фазы образуется по прошествии определенного времени после включения лазера. В течение этого времени происходит нагрев жидкости вблизи торца оптоволокна (со скоростью ∼10⁴ К/с). Оно оказывается обратно пропорционально мощности излучения и много больше характерного времени последующей эволюции паровой фазы (к примеру, в эксперименте, представленном на рис. 1, оно составило ∼3.5 мс). Образовавшийся вблизи торца оптоволокна пузырек (рис. 1, кадр 1) начинает расти за счет испарения локально перегретой жидкости. Это происходит до тех пор, пока перегрев жидкости на межфазной границе не станет равным нулю. В дальнейшем какое-то время пузырек по инерции продолжает расти, но, окруженный “холодными” слоями жидкости, рано или поздно останавливается (рис. 1, кадр 8), после чего быстро коллапсирует (рис. 1, кадры 8–13). Конденсация пара в пузырьке приводит к тепловыделению. Все это сопровождается сложными динамическими процессами, с генерацией волн давления и разрежения. Отметим, что при достижении пузырьком своего максимального размера, его форма близка к сферической, а диаметр существенно превосходит диаметр оптоволокна.

При коллапсе пузырек теряет сферичность, так как кончик оптоволокна играет роль “обратного уступа” для натекающей на него жидкости. Вблизи поверхности оптоволокна формируется перемычка (рис. 1, кадр 14; рис. 2, кадр 2), в процессе замыкания которой генерируются две кумулятивные струи [11]. Одна направлена на торец оптоволокна, другая – от торца. Скорости этих струй определяются условиями обтекания обратного уступа (по большей части, скоростью и углом натекания жидкости на ось симметрии, где и происходит столкновение жидких масс). Струя, направленная к торцу оптоволокна, сталкивается с его поверхностью, тогда как направленная от торца пронзает уже оторвавшийся от поверхности “породивший” ее пузырек, достигает его противоположной границы и становится затопленной.

В дальнейшем происходит “отскок” в виде вторичного вскипания (см. рис. 1, начиная с кадра 14, или рис. 2, на котором данный процесс снят с частотой, в два раза большей). Это происходит потому, что при коллапсе парового пузырька, сопровождаемого конденсацией пара, в небольшой области концентрируется практически вся запасенная за время ожидания появления парового зародыша тепловая энергия, в связи с чем жидкость в этой области оказывается в состоянии, близком к насыщенному. Поэтому, локальное понижение давления приводит к ее вторичному вскипанию. Отметим, что пульсации давления в жидкости, сопровождающие рост и схлопывание пузырьков, вообще говоря, характерны для кавитационных процессов [19, 20].

Из рис. 1, кадры 14–26, и рис. 2, кадры 2–16, видно, что новое включение паровой фазы локализовано вокруг образовавшейся при коллапсе первичного пузырька кумулятивной струи, движется и эволюционирует вместе с ней, имеет вытянутую и ориентированную в сторону распространения струи форму. Подобно первичному пузырьку оно сначала растет (рис. 2, кадры 2–10), потом коллапсирует (рис. 2, кадры 10–16). Характерные значения числа Вебера в рассматриваемом процессе ${\text{We}} > 100$, что говорит о гидродинамической неустойчивости данного включения. По виду оно напоминает виноградную гроздь, так как образовано из множества мелких пузырьков, которые, по всей видимости, вырастают из несконденсировавшихся фрагментов схлопнувшегося начального пузырька. Не исключено, что происходит образование и новых центров паровой фазы. Очевидно, что эволюция вновь образованного парового включения и сформированной при коллапсе начального пузырька струи неразрывно связаны. Данное включение существенно снижает сопротивление движению струи, аналогично тому, как снижает сопротивление движению подводных аппаратов барботирование газа, создающего пузырьковую завесу (так называемая суперкавитация) [21]. На рис. 3 представлена зависимость координаты фронта струи от времени (с момента ее формирования). Сопоставляя динамику струи с эволюцией вторичного парового включения, можно заметить, что в среднем струя имеет бóльшую скорость при увеличении объема включения (кадры 14–17 на рис. 1; временной интервал от 0 до 0.09 мс на рис. 3) и меньшую – при его коллапсе (кадры 17–21 на рис. 1; временной интервал от 0.09 до 0.22 мс на рис. 3).

Рис. 3.

Зависимость координаты фронта струи от времени для различных мощностей лазера.

В связи с тем, что струя, образующаяся при коллапсе первичного парового пузырька, формируется в процессе конденсации пара в пузырьке и из нагретых слоев жидкости, непосредственно прилегающих к межфазной границе, жидкость в струе обладает существенно более высокой по сравнению с начальной температурой (судя по всему, близкой к температуре насыщения). И все же, вопрос о реальном распределении температуры вокруг пузырька остается открытым, так как ввиду пространственной сосредоточенности (характерные размеры составляют доли миллиметра) и малых характерных времен процесса (менее 1 мс) извлечение сведений в ходе физического эксперимента в известной степени затруднительно. Таким образом, можно лишь предположить, что струя уносит существенную долю запасенной на стадии нагрева до момента образования парового зародыша тепловой энергии. Пульсации давления, появляющиеся в системе при росте и коллапсе паровой фазы, также постепенно затухают. А значит, образующееся после “отскока” паровое включение имеет меньшие размеры, чем размеры первичного пузырька. Дальнейшее рассеяние тепловой энергии ведет к полному прекращению циклических фазовых превращений.

ИСТОЧНИК ФИНАНСИРОВАНИЯ

Работа поддержана Российским научным фондом (проект № 19-19-00122).