CC BY
126Электронный журнал «Техническая акустика» http://www .ejta.org
2007, 16
Н. В. Дежкунов, П. В. Игнатенко, А. В. Котухов
Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники РБ, 220013, г. Минск, ул. П. Бровки, 6, e-mail: [email protected]
Оптимизация активности кавитации в импульсно модулированном ультразвуковом поле
Получена 09.08.2007, опубликована 28.08.2007
Исследовано влияние режима озвучивания на активность акустической кавитации в импульсно модулированном ультразвуковом поле. Активность кавитации оценивалась по интенсивности звуколюминесценции. Показано, что зависимости звуколюминесценции от приложенного к излучателю напряжения от длительности и периода следования импульсов ультразвука имеют вид кривой с максимумом. Такой характер полученных зависимостей обусловлен конкурирующм влиянием двух факторов, связанных с увеличением концентрации кавитационных полостей и их размеров в кавитационной области: с увеличением числа кавитационных событий (коллапсов) в единицу времени, с одной стороны, и с уменьшением эффективности концентрации энергии пузырьками при захлопывании — с другой. Установлено, что максимальная активность кавитации, достигаемая при варьировании интенсивности ультразвука в достаточно широких пределах, растёт при увеличении периода следования импульсов и при уменьшении длительности импульсов ультразвукового поля.
ВВЕДЕНИЕ
Интенсивное воздействие ультразвука на химические и физические явления в жидкостях имеет кавитационную природу и связано обычно с высокими температурами и давлениями, генерируемыми при захлопывании кавитационных пузырьков [1-4], хотя определенную роль могут играть и электрические разряды [5, 6].
В ряде работ показано, что активность кавитации, оцениваемая, например, по интенсивности свечения, генерируемого кавитационной областью — звуколюминесценции (ЗЛ) [7-11] или по скорости выделения йода из раствора йодистого калия [12-16] может быть существенно повышена при импульсном модулировании ультразвукового поля.
В данной работе мы попытались выработать подходы к оптимизации режима озвучивания, обеспечивающего максимум активности кавитации в импульсно модулированном ультразвуковом поле.
1. УСТАНОВКА И МЕТОДИКА
Схема использовавшейся экспериментальной ячейки представлена на рис. 1. Детальное описание установки и методики измерений дано в работах [10, 17].
Рис. 1. Схема экспериментальной ячейки: 1 - излучатель, 2 - фокальное пятно излучателя, 3 - кавитационная область, 4 - фотоумножитель, 5 - гидрофон,
6 - светонепроницаемый короб, 7, 8 - к осциллографу, 9 - от генератора; а) - примеры регистрации выходных сигналов гидрофона (верхняя осциллограмма) и
фотоумножителя (нижняя осциллограмма), б) - форма напряжения, подаваемого на излучатель
Рабочая емкость представляет собой цилиндр из нержавеющей стали диаметром 10 см и высотой 16 см. На боковой поверхности ячейки навита медная трубка, через которую прокачивается термостатирующая жидкость. Пьезокерамический фокусирующий излучатель 4 диаметром 65 мм вмонтирован через отверстие в днище емкости с помощью тефлоновой крышки, навинчиваемой на емкость. Резонансная частота излучателя — 880 кГц. На уровне фокального пятна излучателя в боковой поверхности емкости выполнено окно, в котором установлен световод фотоумножителя. Торец емкости, противоположный излучателю, снабжен конической
крышкой, покрытой изнутри звукопоглощающей гофрированной резиной, чем обеспечивается режим, близкий к режиму бегущей волны. Гидрофон вмонтирован через крышку ёмкости таким образом, что его приемный пьезокерамический элемент диаметром 2 мм и толщиной 0,25 мм находится за фокальным пятном излучателя на расстоянии 25 мм от него.
Выходные сигналы фотоумножителя Ь и гидрофона Н (после предварительного усиления) подавались на запоминающий осциллограф и анализировались с использованием компьютера. Примеры регистрации Ь и Н представлены на рис 1, а.
Измерения, выполненные с использованием калиброванного гидрофона, показали, что в докавитационном режиме звуковое давление Р в фокальном пятне излучателя связано с напряжением и на ВЧ излучателе следующим соотношением: Р(105 Па) = кгИ(В), а излучаемая мощность во всем исследованном диапазоне напряжений пропорциональна И2 с точностью не ниже точности измерений. Здесь к = 0,093 Па/В.
Подготовка к эксперименту включала следующие операции. Емкость заполнялась жидкостью из вспомогательного резервуара через сливную трубку в ламинарном режиме, чтобы предотвратить захват пузырьков газа в процессе заполнения. Ячейка заполнялась рабочей жидкостью и отстаивалась в течение двух суток. Затем жидкость дегазировали под действием ультразвука в течение 20 мин при напряжении на излучателе 170 В (~ 10 Вт/см2). Газосодержание под действием ультразвука уменьшалось на 20-25% по сравнению с равновесным [10, 11]. Предварительная частичная дегазация жидкости существенно повышает воспроизводимость результатов, так как после такой обработки концентрация воздуха в жидкости под действием ультразвука при проведении эксперимента практически не меняется. После дегазации ячейку закрывали крышкой, при этом жидкость не контактировала с воздухом.
При исследовании зависимости интенсивности ЗЛ от периода следования импульсов Т величину Т меняли, начиная с Т = 2000 мс в сторону уменьшения, т. е. слева направо на рис. 2 и 4. Длительность же импульса т меняли увеличивая т от 0,1 мс. Такой порядок изменения Т и т был выбран с тем, чтобы по возможности уменьшить влияние предыдущего эксперимента на результат последующего. В промежутке времени между двумя последовательными импульсами жидкость релаксирует в направлении к исходному состоянию. Ясно, что чем короче импульс, (т. е. чем меньше т) и чем больше промежуток времени Т-т между двумя импульсами (т. е. чем больше Т при данном т), тем ближе к исходному состоянию успевает релаксировать жидкость за время между двумя последовательными импульсами ультразвуковых колебаний.
Измерения производились после 10-ти секундной экспозиции при выбранных значениях Т, т. и И. Время отстаивания между двумя измерениями — 30 сек, время отстаивания после серии измерений (запись одной зависимости) — 30 мин.
2. РЕЗУЛЬТАТЫ
На рис. 2 и 3 представлены характерные зависимости интенсивности ЗЛ (сплошные линии) и зависимости сигнала, снимаемого с гидрофона (штриховые линии) от периода следования импульсов Т ультразвука и от длительности импульсов т соответственно.
Если Т достаточно велико (> 2000 мс для условий эксперимента, результаты которого представлены на рис. 2), то звуколюминесценция отсутствует. При уменьшении периода следования импульсов Т (и постоянных и и т) ЗЛ возникает при некотором пороговом Т = Т^ь увеличивается вначале медленно, а затем, начиная с некоторых критических значений Т = Т*2 — наблюдается значительное увеличение наклона зависимости Ь(Т). Интенсивность ЗЛ достигает максимума и начинает уменьшаться, стремясь к некоторому предельному значению. При больших интенсивностях ультразвука (кривая 1, рис. 2) увеличение интенсивности ЗЛ при Т = Т*2 носит явно выраженный скачкообразный (пороговый) характер, при котором уменьшение Т на 15-20% приводит к увеличению Ь почти на два порядка.
Таким образом, можно выделить два порога кавитации: первый (Ты) соответствует возникновению звуколюминесценции, второй (Ты) — резкому увеличению ее интенсивности (или изменению наклона зависимости Ь(Т)). Отметим, что впервые этот эффект наблюдался нами в работе [10]. Интенсивность сигнала, принимаемого гидрофоном (штриховая линия, рис. 2), с уменьшением периода вначале меняется незначительно, точнее — в пределах ошибки измерений. При Т = Ты наблюдается быстрое падение выходного сигнала гидрофона, что указывает на соответствующее увеличение поглощения ультразвука.
1 10 ю2 ТШб)
Рис. 2. Зависимости интенсивности звуколюминесценции Ь (кривые 1, 2) и выходного сигнала гидрофона Н (кривая 1') от периода следования Т импульсов ультразвукового поля: рабочая жидкость - дистиллированная вода, Ї = 23°С, т = 3 мс, и = 120 В (1) и 55 В (2). Величины Ты, Ты и Ттах показаны для кривой 1
Аналогичным же образом изменяется величина Ь с ростом длительности импульсов т при постоянных Т и и (рис. 3). Как и в первом случае, можно выделить два порога ты и т*2. При т = ты звуколюминесценция возникает, при т = т^2 наблюдается резкое изменение наклона зависимости Ь(т) (кривая 1, рис. 3) и увеличение поглощения ультразвука в кавитационной области (кривая 2, рис. 3). Величины Тит, соответствующие максимальным значениям интенсивности ЗЛ Ьтах в дальнейшем будем обозначать как Ттах и ттах. соответственно.
0,1 1 10 Г(гпб) 102
Рис. 3. Зависимости интенсивности звуколюминесценции Ь (кривые 1, 2) и выходного сигнала гидрофона Н (кривая 1') от длительности т импульсов ультразвукового поля: рабочая жидкость - дистиллированная вода, 1 = 23°С, т = 3 мс, И = 120 В (1) и 55 В (2).
Величины ты, ты и ттах показаны для кривой 1
На рис. 4 и 5 представлены интенсивности ЗЛ от Т и т для различных интенсивностей ультразвука. Из представленных графиков видно, что при увеличении напряжения, приложенного к излучателю, максимум интенсивности ЗЛ смещается в сторону больших Т (рис. 4) и меньших т (рис. 5), соответсвенно пороговые значения т уменьшаются, а пороговые значения Т увеличиваются с ростом и.
20
N 200
10"
>
Е
10
10
] 1 1 1 1 1 1 1 [ 1 1 1 1 І II ' | 1 ! 1 1 1 1 II | 1-304
\ 2-504
' 3-75У ^~Л
; ч-12о\/
■ ¿\\ 1
■ \\ \
1—і—і—і і 1111 1—V—і і і і □ 11 \ і 1 1 1 ' І 1 11
ю
102 Птб) 705
Рис. 4. Зависимости интенсивности звуколюминесценции Ь от периода следования Т импульсов ультразвукового поля для различных напряжений и на излучателе: рабочая жидкость - дистиллированная вода, 1 = 23°С, т = 3 мс, И = 30 В (1), 50 (2), 75 (3) и
120 В(4)
105 702 70 N 1
I I Г 1 I—I I-----Г-| М I I—1—I 1------------»-| I I I Г Г—I »----------г
7 - ЗО V
0,1 і ю Г(тБ) юо
Рис. 5. Зависимости интенсивности звуколюминесценции Ь от длительности т импульсов ультразвукового поля для различных напряжений и на излучателе: рабочая жидкость - дистиллированная вода, 1 = 23°С, Т = 30 мс, И = 30 В (1), 50 (2), 75 (3) и
120 В (4)
На рис. 6 приведены результаты одновременной регистрации выходных сигналов фотоумножителя и гидрофона для различных величин периода Т. При Т^2 < Т < Ты (рис. 6, а) интенсивность ЗЛ растет в течение импульса, при Т ~ Ттах Ь меняется мало, либо вначале быстро достигает максимума и затем начинает уменьшаться, при Т >> Ттах интенсивность ЗЛ растет во время импульса. Аналогичным образом изменяется форма импульсов ЗЛ для различных величин т из следующих диапазонов:
т1Ы > т > т 1Ъ2; т ~ ттах и т >> ттах.
Рис. 6. Форма выходных сигналов гидрофона и фотоумножителя: т = 3 мс, Т = 700 (а), 350 (Ь), 200 (с) и 10 мс (ё)
На рис. 7 приведены зависимости интенсивности ЗЛ от амплитуды напряжения на излучателе для различных периодов Т. Видно, что с ростом Т, т. е. с ростом скважности импульсов ультразвука, порог инерционной кавитации увеличивается. Т. е. для того, чтобы кавитационные зародыши выросли до размеров порядка резонансного и начали захлопываться при больших Т, требуются большие интенсивности ультразвука. При этом и максимум активности кавитации смещается в сторону более высоких интенсивностей ультразвука. Отметим, что максимальная величина интенсивности ЗЛ также увеличивается с ростом периода Т.
Рис. 7. Зависимости интенсивности звуколюминесценции Ь от длительности от напряжения и на излучателе: рабочая жидкость - дистиллированная вода, 1 = 23°С,
т = 3 мс; Т = 10 (1), 50 (2) и 250 мс (3)
3. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ
Наличие порогового т (первый порог, рис. 3) при заданной интенсивности ультразвука может быть объяснено следующим образом. В момент включения ультразвука в фокальном пятне излучателя отсутствуют пузырьки с размером порядка резонансного, которые могли бы кавитировать при данной интенсивности ультразвука.
Под действием ультразвуковых колебаний зародыши кавитации начинают увеличиваться в размерах вследствие выпрямленной диффузии. Время роста равно длительности импульса т. В промежутке времени Т-т между двумя импульсами, размеры пузырьков уменьшаются. Если за время Т-т характерный размер пузырьков успевает уменьшиться до исходного Я0, то при данных т, Т и И за достаточно большой промежуток времени (О >> Т) в среднем не наблюдается увеличения размеров зародышей. Следовательно, в этом случае т ниже порогового т^ь
Если же т достаточно велико, то диаметр пузырька не успевает уменьшиться до исходного за время Т-т. В результате за время О >> Т будет наблюдаться рост размеров пузырька и за принятое время наблюдения он может вырасти до резонансного размера, при котором начинается интенсивное захлопывание, сопровождающееся характерными эффектами: генерированием ударных волн и звуколюминесценцией. Таким образом, в этом случае т равно или больше, чем т^ь При увеличении интенсивности ультразвука, очевидно, увеличивается и скорость роста кавитационных пузырьков.
Резкое увеличение скорости роста Ь при т = т*2 связано с началом быстрого размножения кавитационных пузырьков по механизму цепной реакции, предложенному в работе [18].
Рассмотрим теперь возможные причины, по которым Ь(т) уменьшается после достижения максимума. Как отмечено в [10, 11], уменьшение интенсивности ЗЛ после достижения некоторой максимальной величины Ь, может быть обусловлено следующими факторами:
а) усилением взаимодействий пузырьков вследствие увеличения их концентрации, что может быть одной из причин уменьшения эффективности захлопывания;
б) экранированием кавитационной области пузырьками, находящимися на её периферии;
в) увеличение концентрации больших неэффективных пузырьков, которые пульсируют не захлопываясь и, следовательно, практически не воздействуют на физико-химические процессы в жидкостях, поглощая при этом значительную долю акустической мощности;
г) образованием кластеров кавитационных полостей.
Ясно, что при большей длительности импульсов ультразвука (и постоянном периоде Т) с течением времени быстрее растёт как концентрация пузырьков, так и их размеры. Следовательно, быстрее растут и размеры кавитационных кластеров. Поэтому роль всех перечисленных выше факторов (снижающих эффективность преобразования и концентрации энергии кавитационными полостями) усиливается с ростом т, что и вызывает снижение активности кавитации.
Таким образом, наличие максимума на зависимости интенсивности звколюминесценции от длительности импульсов т (рис. 3, рис. 5) обусловлено конкурирующм влиянием двух факторов, связанных с увеличением концентрации кавитационных полостей и их размеров в кавитационной области: Это — увеличение числа кавитационных событий (коллапсов) в единицу времени, с одной стороны, и уменьшение эффективности концентрации энергии пузырьками при захлопывании — с другой. При т < ттах преобладающим фактором является рост числа кавитационных событий; интенсивность ЗЛ растет с ростом т в этом диапазоне т. При т > ттах преобладающим становится второй фактор — уменьшение эффективности преобразования и концентрации энергии пузырьками при их захлопывании, что приводит к уменьшению интенсивности ЗЛ с ростом т в данном диапазоне т. Аналогичными же причинами обусловлено уменьшение активности кавитации после достижения максимума с уменьшением периода следования Т импульсов ультразвука (рис. 2 и 4).
Интересно отметить, что форма импульса ЗЛ изменяется в зависимости от т. Если т < 1тах, что соответствует участку левой ветви кривой Ь(т), на которой Ь растёт (рис. 4), то за время импульса ультразвука интенсивность ЗЛ также растет во времени (рис. 4 а). Если т находится вблизи ттах, то рост незначителен (рис. 4 б и 4 в). Если т > ттах, т. е. на правой ветви кривой Ь(т), где Ь уменьшается с ростом т, то и в течение большей части импульса ультразвука (рис. 4 г) интенсивность ЗЛ уменьшается со временем.
С ростом т уменьшается время релаксации Т-т. В результате при достаточно большом т за время между двумя последовательными импульсами размеры пузырьков не успевают уменьшиться до размеров меньше резонансного, а также и осколки захлопнувшихся пузырьков не успевают отдалиться друг от друга на такое расстояние, чтобы с началом следующего импульса не слиться в один и не образовать зародыш достаточно большого размера. В результате, к началу каждого нового импульса в жидкости существует достаточно большое количество зародышей кавитации, имеющих размеры, близкие к резонансному. Поэтому кавитационная область уже в самом начале импульса может достичь состояния, близкого к насыщению, и дальнейшее увеличение числа кавитационных полостей и их размеров будет приводить к уменьшению активности кавитации, выражающемуся в уменьшении интенсивности звуколюминесценции, вследствие упомянутых выше причин. Это является причиной того, что форма импульса ЗЛ имеет вид, представленный на рис. 4 г, а также и того, что с ростом т интенсивность ЗЛ уменьшается. Если т много меньше порогового, то в начале импульса концентрация пузырьков намного меньше концентрации, соответствующей состоянию насыщения, при котором начинается уменьшение интенсивности ЗЛ. С течением времени число кавитирующих пузырьков увеличивается, соответственно растет и активность кавитации (рис. 4 а).
Аналогичная картина наблюдается при уменьшении периода следования импульсов Т, если т и и поддерживаются постоянными. Это вызвано, как и в рассмотренном выше случае — уменьшением времени релаксации Т-т между двумя последовательными импульсами и связанным с этим увеличением скорости роста зародышей кавитации.
Смещение максимума интенсивности ЗЛ в сторону больших интенсивностей ультразвука при увеличении периода следования импульсов ультразвукового поля Т (рис. 7) может быть объяснено тем, что скорость роста размеров и концентрации кавитационных полостей уменьшается, поэтому для генерирования кавитации требуются более высокие интенсивности ультразвука.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Выделено два порога кавитации, которые наблюдаются как при увеличении длительности импульсов ультразвука, так и при уменьшении периода следования импульсов. Первый порог соответствует возникновению звуколюминесценции, а второй — резкому увеличению интенсивности звуколюминесценции. Режим озвучивания, соответствующий второму порогу кавитации, характеризуется тем, что при этом существенно повышается поглощение ультразвука в кавитационной области, очевидно, вследствие увеличения концентрация пузырьков в кавитационной области.
Показано, что зависимости интенсивности звуколюминесценции от приложенного к излучателю напряжения, от длительности и периода следования импульсов ультразвука имеют вид кривой с максимумом. Такой характер полученных зависимостей обусловлен конкурирующм влиянием двух факторов, связанных с увеличением концентрации кавитационных полостей и их размеров в кавитационной области: увеличением числа кавитационных событий (коллапсов) в единицу времени, с одной
стороны, и уменьшение эффективности концентрации энергии пузырьками при захлопывании — с другой.
Установлено, что максимальная активность кавитации, достигаемая при варьировании интенсивности ультразвука в достаточно широких пределах, растёт при увеличении периода следования импульсов и при уменьшении длительности импульсов ультразвукового поля.
ЛИТЕРАТУРА
1. Журавлев А. И., Акопян В. Б. Ультразвуковое свечение. М., 1977.
2. Walton A. J. and Reynolds G. T. Advances in Physics, 1984, vol. 33, рр. 595-659.
3. Crum L. A. Physics Today, Sept. 1994, vol. 95, pp. 22-31.
4. Leighton T. G. Acoustic Bubble. Academic press, London, 1995.
5. Маргулис М. А. Звукохимические реакции и сонолюминесценция. М., 1986.
6. Маргулис М. А. Успехи физических наук, 2000, т. 170, № 3, c. 263-287.
7. Дежкунов Н. В., Ернетти Г., Прохоренко П. Г., Франческутто А., Чути П. Звуколюминесценция и генерирование субгармоники в кавитационной области водных растворов хлористого натрия. Инж.-физ. журнал, т. 51, № 3, 1986,
с. 417-424.
8. Pickworth M. J. W., Dendy P. P., Leighton T. G., Walton A. J. Studies of the cavitation effects of clinical ultrasound by sonoluminescence: 2. Thresholds of sonoluminescence from a therapeutic ultrasound beam and the effect of temperature. Phys. Med. Biol, 33, pp. 1249-1251, 1988.
9. Shuangwei Wang, Ruo Feng, Xiping Mo. Study on pulse cavitation peak in an ultrasound reverberating field. Ultrasonics Sonochemistry, 1996, 3, pp. 65-68.
10. Dezhkunov N. V., Francescutto A., Ciuti P., Mason T. J., Iernetti G., Kulak A. I., Enhancement of sonoluminescence emission from a multibubble cavitation zone. Ultrasonics Sonochemistry, 2000, 7, pp. 19-24.
11. Dezhkunov N. V., Francescutto A., Ciuti P. Enhancement of the conversion and concentration of energy in a multibubble cavitation zone. In: Nonlinear acoustics at the beginning of 21-t century. Edited by O. Rudenko and O. Sapozhnikov, MSU, Moscow, vol. 2, 2002, pp. 919-926.
12. Ciaravino V., Flynn H. G. and Miller M. W. Pulsed enhancement of acoustic cavitation: a postulated model. Ultrasound Med. Biol., vol. 7, 1981, pp. 159-166.
13. Miller M. W., Miller D. L., Brayman A. A. A review of in vitro bioeffects of inertial ultrasonic cavitation from a mechanistic perspective. Ultrasound in Med. & Biol., № 9, 1996, pp. 1131-1154.
14. Mitome H., Hatanaka S. Otpimization of a sonochemical reactor using a pulsing operation. Ultrasonics, vol. 40, 2002, pp. 683-687.
15. Flynn H. G. and Church C. C. A mechanism for the generation of cavitation maxima by pulsed ultrasound. J. Acoust. Soc. Am., 76, 1984, pp. 505-511.
16. Casadonte D., Flores M., Petrier C. Enhancing sonochemical activity in aqueous media using power modulated ultrasound: an initial study. Ultrasonics Sonochemistry, 2005, 12, pp.147-152.
17. Дежкунов Н. В. Исследование усиления звуколюминесценции при взаимодействии сильно различающихся по частоте ультразвуковых полей. Инженерно-физический журнал, 2003, т. 76, № 1, с. 120-127.
18. Сиротюк М. Г. Мощные ультразвуковые поля. Под. ред. Л. Д. Розенберга.
М., Наука, 1968, c. 167-220.
