Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - H. 42. 16 november 1954 - Kavitationens mekanik, av Stig O W Bergström
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
16 november 1954
997
Fig. 17.
Strömlinjeomböj-ning och insläpningsprocess
i nedströmsänden av en fix
kavitet; tid mellan två
bild-par 1!10 000 s; kaviterande
kropp: 50 mm cylinder med
halvsfärisk nos; kavitetens
längd (helt synlig) omkring
40 mm.
Fig. 18. Ensam strömmande
bubbla vid 3 kaliber
ogival-nos; avplattad kollaps och
återstuds med bildande av
en mera raggig bubbla,
troligen en luftblåsa med
största diameter ca 10 mm;
sekundär kavitation mellan
kaviteten och modellytan.
Bubblorna i detta skikt strömmar ungefär med
friströmshastigheten och utan att nämnvärt
ändra storlek. Då de når kavitetens nedströmsände,
utsätts de uppenbarligen för mycket stora
krafter, vilka dels bringar bubblorna att kollapsa
med oerhörd hastighet, dels ger dem en
hastighetsändring inåt—framåt (fig. 17).
Hastighetsändringen kan förklaras på samma
sätt som uppkomsten av den reverserade
vätskestrålen vid fulla kaviteter. Kollapsen orsakas av
det här snabbt ökande lokala trycket i ström-
ningsfältet. Förhållandet att bubblornas
strömningsriktning böjes om kan förklara varför
kavi-tationsskador ofta sträcker sig uppströms från
kavitetens nederände.
Karakteristiskt för begränsade kaviteter är
också den pulserande variation i längden, som
är speciellt märkbar vid direkt observation.
Expresskameran avslöjar även hur detta fenomen
uppkommer. Det tycks vara så, att vissa
kavita-tionstillstånd ger mycket stabila
kavitetsforma-tioner. Andra däremot söker ständigt genom
för-ångning öka sin volym, tills slutligen en större
del av nedströmsänden släpas in i
vätskeströmmen och förs bort, fig. 17. Härigenom skapas
möjligheter för ytterligare förångning och
kaviteten börjar växa på nytt; en ny cykel har
startat.
Detta fenomen kan skapa mycket besvärande
hydrodynamiska svängningar i hydrauliska
system.
På grund av sin komplexa natur har denna typ
av kavitation icke utövat någon större
dragningskraft på forskarna. Knapp t.ex. anser
emellertid att ett av de viktigaste forskningsmålen
inom den närmaste framtiden är just
klarläggandet av förhållandena vid fixa kaviteter av
begränsad storlek.
Strömmande bubblor
En del har redan sagts om kavitation av typen
strömmande bubblor. Även om experimenten ej
följer den enklaste teorin, med koncentrisk
kollaps har man här ett fält väl lämpat för teoretisk
undersökning av kavitationens
elementärmekanik.
Antar man att de strömmande bubblorna
förekommer tillräckligt glest för att icke påverka
vare sig tryckfördelningen i strömningen eller
varandras uppförande, erhålles relativt enkla
uttryck för en enskild bubblas
tillståndsförändring. Efter Rayleigh och Ackeret ha
Knapp—Hollander12 och Plesset19 m.fl. behandlat detta
problem.
Den studerade bubblans centrum tas till
koordinatsystemets origo och bubblan antas befinna sig i ett
inkompres-sibelt medium av oändlig utsträckning. Trycket p[t) på
långt avstånd från bubblan som funktion av tiden fås
direkt ur tryckfördelningen i kavitationsfri strömning.
Sfärisk symmetri råder; koordinaten till en godtycklig punkt
i systemet betecknas r, bubbelradien R vid tiden t, och
statiska trycket p(r).
Bernoulli-ekvationen för rörelsen blir här9, 20
dt + ’ + Q Q
där $ är hastighetspotentialen, eller för en strömning med
sfärisk symmetri
fi2 R
<Z> =
Sätter man in ^ och V $ för r = R, så blir
c t
p(r — R) — p[t)
e
-ß» + RR
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
