Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II

Экспериментально исследованы условия перехода от ламинарного к турбулентному режиму течения в сверхтекучем ⁴Не и изучено влияние акустического излучения переменной мощности на величину критической скорости перехода. Использована методика кварцевого камертона в интервале температур 2–0,3 К. Экспериме...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2014
Hauptverfasser:	Гриценко, И.А., Шешин, Г.А.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2014
Schriftenreihe:	Физика низких температур
Schlagworte:	Квантовые жидкости и квантовые кpисталлы
Online Zugang:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/119652
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:	Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II / И.А. Гриценко, Г.А. Шешин // Физика низких температур. — 2014. — Т. 40, № 9. — С. 1028-1034. — Бібліогр.: 21 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-119652
record_format	dspace
spelling	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-1196522025-02-23T18:29:18Z Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II The influence of aсoustic emission on critical velocity of turbulence in superfluid helium Гриценко, И.А. Шешин, Г.А. Квантовые жидкости и квантовые кpисталлы Экспериментально исследованы условия перехода от ламинарного к турбулентному режиму течения в сверхтекучем ⁴Не и изучено влияние акустического излучения переменной мощности на величину критической скорости перехода. Использована методика кварцевого камертона в интервале температур 2–0,3 К. Эксперименты проведены в широкой области давлений: от давления насыщенного пара до 24,8 атм. Обнаружено, что при высоких температурах (Т > 0,9 К) критическая скорость определяется вязкостным трением, а при низких (Т < 0,5 К) — влиянием акустического излучения, что приводит к заметному увеличению критической скорости перехода в турбулентное состояние. Величина критической скорости зависит от мощности акустического излучения, а переход к турбулентному состоянию сверхтекучей жидкости подобен переходу в обычных жидкостях или газах. В отсутствие влияния акустического излучения критическая скорость перехода практически не зависит от температуры и возбуждающей мощности и в основном определяется баллистическим рассеянием тепловых возбуждений. Експериментально досліджено умови переходу від ламінарного до турбулентного режиму течії в надплинному ⁴Не та вивчено вплив акустичного випромінювання змінної потужності на величину критичної швидкості переходу. Використано методику кварцевого камертона в інтервалі температур 2–0,3 К. Експерименти проведено в широкій області тисків: від тиску насиченої пари до 24,8 атм. Виявлено, що при високих температурах (Т > 0,9 К) критична швидкість визначається в’язкістним тертям, а при низьких (Т < 0,5 К) — впливом акустичного випромінювання, що призводить до помітного збільшення критичної швидкості переходу в турбулентний стан. Величина критичної швидкості залежить від потужності акустичного випромінювання, а перехід до турбулентного стану надплинної рідини близький до переходу в звичайних рідинах або газах. У відсутності впливу акустичного випромінювання критична швидкість переходу практично не залежить від температури та збуджуючої потужності і в основному визначається балістичним розсіянням теплових збуджень. The conditions for transition from laminar to turbulent flow in superfluid ⁴He and the effect of wide power range acoustic radiation on critical velocity of the transition are studied experimentally. The experiments were carried out by using the method of quartz tuning fork in the temperature range from 2 K down to 0.3 K. In a wide pressure range from the saturated vapor pressure up to 24.8 atm. It is found that at high temperatures (T > 0.9 K) the critical velocity is determined by viscous friction whereas at low temperatures (T < 0.5 K) the effect of acoustic radiation is observed which leads to a noticeable decrease in the critical velocity of transition to a turbulent state. The critical velocity depends on acoustic emission power, and the transition to the turbulent state of the superfluid is similar to that in ordinary liquids or gases. With no effect of acoustic radiation the critical velocity of transition is almost independent on temperature and exciting power and is mainly determined by the ballistic scattering of thermal excitations. Авторы выражают признательность Э.Я. Рудавскому, К.Э. Немченко и С.С. Соколову за обсуждение результатов работы и полезные советы. А также большую признательность Л. Скрбек за камертоны, предоставленные им для исследований. Работа выполнена при частичной поддержке Украинско-японского гранта (проект № Ф52.2/005). 2014 Article Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II / И.А. Гриценко, Г.А. Шешин // Физика низких температур. — 2014. — Т. 40, № 9. — С. 1028-1034. — Бібліогр.: 21 назв. — рос. 0132-6414 PACS 67.10.Jn, 47.37.+q, 67.25.dt, 77.65.Fs https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/119652 ru Физика низких температур application/pdf Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Квантовые жидкости и квантовые кpисталлы Квантовые жидкости и квантовые кpисталлы
spellingShingle	Квантовые жидкости и квантовые кpисталлы Квантовые жидкости и квантовые кpисталлы Гриценко, И.А. Шешин, Г.А. Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II Физика низких температур
description	Экспериментально исследованы условия перехода от ламинарного к турбулентному режиму течения в сверхтекучем ⁴Не и изучено влияние акустического излучения переменной мощности на величину критической скорости перехода. Использована методика кварцевого камертона в интервале температур 2–0,3 К. Эксперименты проведены в широкой области давлений: от давления насыщенного пара до 24,8 атм. Обнаружено, что при высоких температурах (Т > 0,9 К) критическая скорость определяется вязкостным трением, а при низких (Т < 0,5 К) — влиянием акустического излучения, что приводит к заметному увеличению критической скорости перехода в турбулентное состояние. Величина критической скорости зависит от мощности акустического излучения, а переход к турбулентному состоянию сверхтекучей жидкости подобен переходу в обычных жидкостях или газах. В отсутствие влияния акустического излучения критическая скорость перехода практически не зависит от температуры и возбуждающей мощности и в основном определяется баллистическим рассеянием тепловых возбуждений.
format	Article
author	Гриценко, И.А. Шешин, Г.А.
author_facet	Гриценко, И.А. Шешин, Г.А.
author_sort	Гриценко, И.А.
title	Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II
title_short	Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II
title_full	Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II
title_fullStr	Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II
title_full_unstemmed	Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II
title_sort	влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в не ii
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2014
topic_facet	Квантовые жидкости и квантовые кpисталлы
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/119652
citation_txt	Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II / И.А. Гриценко, Г.А. Шешин // Физика низких температур. — 2014. — Т. 40, № 9. — С. 1028-1034. — Бібліогр.: 21 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT gricenkoia vliânieakustičeskogoizlučeniânakritičeskuûskorostʹperehodakturbulentnomutečeniûvneii AT šešinga vliânieakustičeskogoizlučeniânakritičeskuûskorostʹperehodakturbulentnomutečeniûvneii AT gricenkoia theinfluenceofasousticemissiononcriticalvelocityofturbulenceinsuperfluidhelium AT šešinga theinfluenceofasousticemissiononcriticalvelocityofturbulenceinsuperfluidhelium
first_indexed	2025-11-24T10:14:48Z
last_indexed	2025-11-24T10:14:48Z
_version_	1849666346907860992
fulltext	Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2014, т. 40, № 9, c. 1028–1034 Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II И.А. Гриценко, Г.А. Шешин Физико-технический институт низких температур им. Б.И. Веркина НАН Украины пр. Ленина, 47, г. Харьков, 61103, Украина E-mail: sheshin@ilt.kharkov.ua Статья поступила в редакцию 13 марта 2014 г., после переработки 10 апреля 2014 г. опубликована онлайн 21 июля 2014 г. Экспериментально исследованы условия перехода от ламинарного к турбулентному режиму течения в сверхтекучем 4Не и изучено влияние акустического излучения переменной мощности на величину кри- тической скорости перехода. Использована методика кварцевого камертона в интервале температур 2–0,3 К. Эксперименты проведены в широкой области давлений: от давления насыщенного пара до 24,8 атм. Обна- ружено, что при высоких температурах (Т > 0,9 К) критическая скорость определяется вязкостным тре- нием, а при низких (Т < 0,5 К) — влиянием акустического излучения, что приводит к заметному увели- чению критической скорости перехода в турбулентное состояние. Величина критической скорости зависит от мощности акустического излучения, а переход к турбулентному состоянию сверхтекучей жидкости подобен переходу в обычных жидкостях или газах. В отсутствие влияния акустического излу- чения критическая скорость перехода практически не зависит от температуры и возбуждающей мощно- сти и в основном определяется баллистическим рассеянием тепловых возбуждений. Експериментально досліджено умови переходу від ламінарного до турбулентного режиму течії в над- плинному 4Не та вивчено вплив акустичного випромінювання змінної потужності на величину критичної швидкості переходу. Використано методику кварцевого камертона в інтервалі температур 2–0,3 К. Екс- перименти проведено в широкій області тисків: від тиску насиченої пари до 24,8 атм. Виявлено, що при високих температурах (Т > 0,9 К) критична швидкість визначається в’язкістним тертям, а при низьких (Т < 0,5 К) — впливом акустичного випромінювання, що призводить до помітного збільшення критичної швидкості переходу в турбулентний стан. Величина критичної швидкості залежить від потужності акус- тичного випромінювання, а перехід до турбулентного стану надплинної рідини близький до переходу в звичайних рідинах або газах. У відсутності впливу акустичного випромінювання критична швидкість пе- реходу практично не залежить від температури та збуджуючої потужності і в основному визначається балістичним розсіянням теплових збуджень. PACS: 67.10.Jn Транспортные свойства и гидродинамика; 47.37.+q Гидродинамические аспекты сверхтекучести; квантовые жидкости; 67.25.dt Звук и возбуждения; 77.65.Fs Электромеханический резонанс, кварцевые генераторы. Ключевые слова: акустическое излучение, cверхтекучая турбулентность, критическая скорость. 1. Введение В последние годы для исследования квантовой тур- булентности и свойств сверхтекучих жидкостей широко используется методика кварцевого камертона, обла- дающая высокой чувствительностью к любым диссипа- тивным процессам, вызванным течением сверхтекучей жидкости. Метод кварцевого камертона позволяет про- водить исследования при сверхнизких температурах в широком диапазоне частот от 6 до 250 кГц. Кварце- вый камертон активно используется для исследований кинетических свойств сверхтекучих жидкостей, вязко- го трения при Т > 0,7 К и баллистического рассеяния тепловых возбуждений при Т < 0,5 К [1], перехода от ламинарного режима течения к турбулентному тече- нию [2–4], адсорбции 3Не на квантованных вихрях [5], изучения фазовых переходов [6]. Кроме того, было обнаружено, что кварцевый камертон в сверхтекучей жидкости может излучать волну первого звука [7], а в растворах 3Не–4Не и волну второго звука [8]. © И.А. Гриценко, Г.А. Шешин, 2014 http://maps.yandex.ru/-/CFV5URnV Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II В работах [9–12] исследовали условия возбуждения акустической волны камертоном в Не II. Обнаружено, что мощность акустического излучения понижается с уменьшением размеров камертона и частоты [9,12], а также с увеличением скорости первого звука, которую можно было регулировать с помощью изменения давле- ния исследуемой сверхтекучей жидкости [10,11]. Кроме того, обнаружено, что уменьшение размера ячейки, в которой располагался камертон, также уменьшает мощность акустического излучения [10]. Влияние раз- мера ячейки на акустическое излучение становится осо- бенно важным в условиях акустического резонанса в цилиндрической ячейке, заполненной Не II [11]. Параллельно c изучением различных диссипатив- ных процессов в Не II при ламинарном течении прове- дены исследования перехода от ламинарного течения к турбулентному, а также развитии турбулентного тече- ния. Измерена температурная зависимость критиче- ской скорости перехода сυ [4], обнаружен переходной режим при развитии турбулентного течения [13], а также гистерезис при переходе к квантовой турбулент- ности в Не II при Т = 10 мК [14]. Кроме того, обнару- жено, что если основным диссипативным процессом при ламинарном режиме течения было акустическое излучение, то переход к турбулентному течению про- исходил при больших скоростях течения жидкости и без ранее наблюдаемого промежуточного режима течения [13,15]. Этот факт обычно объясняли тем, что из-за большой мощности, затрачиваемой на акустиче- ское излучение, начало перехода к турбулентному тече- нию не заметно. И только тогда, когда диссипативные процессы в турбулентном потоке становятся сравнимы с диссипацией энергии камертона, обусловленной аку- стическим излучением, наблюдается переход к турбу- лентному течению, а измеряемая критическая скорость перехода при этом становится значительно выше [12]. Критическую скорость сυ перехода к турбулентно- му состоянию исследовали при различных условиях, однако оставалось неизученным влияние акустическо- го излучения на величину .сυ Настоящая работа — продолжение ранее начатых исследований. Она на- правлена на изучение влияния акустического излуче- ния на величину скорости перехода к турбулентному течению в Не II. 2. Методика исследований В экспериментах исследовали поведение восьми кварцевых камертонов, погруженных в сверхтекучий 4Не при различных давлениях. Все камертоны имели одинаковую резонансную частоту (~ 32 кГц), но раз- личные геометрические размеры (табл. 1). Камертоны были закреплены так, чтобы их ось совпадала с осью цилиндрической полости либо была перпендикулярна ей, как это было описано в работе [12]. Эксперименты проводили в области температур от 0,3 до 2,1 К, которые достигались с помощью рефри- жератора растворения [16]. Камертоны располагали в медной ячейке, снабженной теплообменником из ультрадисперсного (700 Å) серебряного порошка. Ячей- ка имела тепловой контакт с камерой растворения. Температуру ячейки измеряли с помощью термометра сопротивления из RuO2, прокалиброванного по зависи- мости давления кристаллизации 3Не от температуры и расположенного в исследуемой жидкости. Температу- ру камеры растворения поддерживали постоянной с помощью стабилизатора температур, связанного обрат- ной связью с термометром сопротивления камеры рас- творения. Точность измерения температуры составляла ±1 мК. Давление в ячейке создавали с помощью охлаж- даемого объема с адсорбентом и измеряли маномет- ром, находящимся при комнатной температуре. Точ- ность измерения давления при 24 атм составляла ± 0,05 атм, а стабильность давления в процессе изме- рений была меньше точности измерений. Проведены два типа экспериментов: — при постоянной температуре 370 мК и различных давлениях: от давления насыщенного пара до 24,8 атм; — разных температурах в интервале от 0,3 до 2 К при давлении насыщенного пара. Таблица 1. Основные параметры используемых камертонов Номер камертона L, мм Н, мм М, мм D, мм f0, Гц ∆f0, Гц R, см R/λSVP К1 3,79 0,3 0,6 0,3 32708,35 0,035 1,1 1,48 К5 3,79 0,3 0,6 0,3 32709,95 0,08 0,13 0,18 К8 3,79 0,3 0,6 0,3 32709,88 0,05 0,13 0,18 К9 2.53 0,1 0,25 0,13 32708,25 0,032 0,07 0,095 К19 3,41 0,33 0,38 0,2 32719,5 0,04 0,4 0,52 К20 3,41 0,33 0,38 0,2 32704,65 0,1 0,4 0,52 К21 3,41 0,33 0,38 0,2 32720,3 0,075 0,4 0,52 К22 3,81 0,34 0,6 0,3 32711,7 0,044 0,4 0,52 Примечание : L, H и M — длина, толщина и ширина ножки камертона; f0 — резонансная частота; ∆f — ширина резонанса, R — расстояние до стенки ячейки от центральной оси камертона, λSVP = с/f — длина волны звука при давлении насыщенного пара (с и f — скорость и частота звука). Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2014, т. 40, № 9 1029 И.А. Гриценко, Г.А. Шешин Поскольку мощность акустического излучения aW сильно зависит от скорости звука с 5( ~aW c− [9–10]), а скорость звука, в свою очередь, от давления, то экспе- рименты проводили в широкой области давлений, что позволяло изменять мощность акустического излуче- ния почти на порядок величины. Эксперимент проходил следующим образом. Внача- ле ячейку охлаждали до температуры 0,5 К и измеряли пьезоэлектрическую постоянную а всех камертонов в вакууме. Затем конденсировался 4Не, причем скорость конденсации была такой, чтобы ячейка не отогревалась выше 0,6 К. После конденсации 4Не в ячейке создава- лось давление, близкое к давлению кристаллизации, и стабилизировалась температура 370 мК. Затем прово- дился цикл измерений при постоянном давлении, после чего давление в ячейке понижали и проводили следую- щий цикл измерений при другом давлении. С помощью методики кварцевого камертона, опи- санной в работах [10–13], измеряли амплитудно-час- тотные характеристики камертонов при различных возбуждающих напряжениях U и постоянных термо- динамических условиях (Р и Т). Амплитуда перемен- ного тока I, проходящего через камертон, определялась по падению напряжения на образцовом сопротивлении 1 кОм с помощью синхронного усилителя Two Phase Lock–in Analyzer 5208 [11–13]. По амплитудно-частот- ным характеристикам определяли амплитуду I0 и час- тоту f0 резонанса камертонов, а также полуширину резонансной линии ∆f. Определены также зависимости скорости колебания ножек камертона /I aυ = от воз- буждающей силы 1 . 2 F aU= 3. Критическая скорость образования турбулентного течения. Роль акустического излучения Полученные типичные экспериментальные данные о зависимости скорости колебаний камертона от воз- буждающей силы при температуре 370 мК приведены на рис. 1. Как видно на рис. 1, при малых F наблюдает- ся линейная зависимость ~F υ (сплошная и пунктир- ные линии), что характерно для ламинарного режима течения жидкости. С ростом F происходит отклонение от такой линейной зависимости, причем в одном слу- чае (зависимость 1) сразу появляется квадратичная зависимость 2( ~ )F υ (штрихпунктирные линии), а в другом случае (зависимость 2) наблюдается проме- жуточный режим между линейным и квадратичным. В обоих случаях на кривых имеются характерные из- ломы (показаны стрелкой), соответствующие критиче- ской скорости cυ перехода из ламинарного в турбу- лентное состояние. Следует обратить внимание, что кривые на рис. 1 отличаются различными значениями отношения / :R λ для черных символов / 1/4,R λ > а для открытых симво- лов / 1/4.R λ < По этому принципу условно были рас- пределены все камертоны, используемые в экспери- менте. Физическая причина связана с различными ме- ханизмами диссипации при ламинарном течении для разных значений / .R λ При / 1/4R λ > основным меха- низмом диссипации может являться акустическое из- лучение [9–12], а при / 1/4R λ < реализуется баллисти- ческий режим рассеяния тепловых возбуждений Не II на колеблющихся ножках камертона. Этот механизм практически не зависит от давления [10], поэтому на рис. 1 данные для разных давлений совпадают. Расчет зависимости ( )Fυ с использованием кинетических уравнений при баллистическом рассеянии тепловых возбуждений был приведен в [18], а результаты расче- та, показанные сплошной линией на рис. 1, дают хо- рошее согласие с экспериментом. Как отмечалось в работе [10], при ламинарном ре- жиме течения наибольшее влияние за счет переотра- жения звуковой волны на измеряемые в эксперименте величины наблюдалось в области выполнения условия / 1/2R λ = для резонанса волны первого звука в цилинд- рической ячейке. Для камертонов К20–К22 этот режим должен наблюдаться при P ~ 2 атм в Не II. На рис. 2 приведены полученные значения критиче- ской скорости cυ от давления для обоих случаев в оди- наковом масштабе. Как уже отмечалось, при / 1/4R λ < значения cυ практически не зависят от давления (рис. 2(а)), в то время как для / 1/4R λ > наблюдается сильный разброс данных (рис. 2(б)), что связано с пе- реотражением звуковой волны от стенок ячейки. При этом, как и в работе [10], разброс значений критиче- Рис. 1. Зависимость скорости колебания ножек камертона от возбуждающей силы. Камертон К5 при давлении Не II 7,6 () и 22,3 атм () и Т = 370 мК. Камертон К21 при давлении Не II 8,35 () и 24,1 атм (). Сплошная линия — расчет для слу- чая баллистического рассеяния тепловых возбуждений, пунктирная линия — ламинарный режим течения при аку- стическом излучении; штрихпунктирная линия — зависи- мость 2~ ,F υ соответствующая турбулентному режиму те- чения. 1030 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2014, т. 40, № 9 Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II ской скорости значительно больше, особенно при низ- ких давлениях, что связано с большими значениями λ и возможностью достижения резонансных условий. 4. Зависимость от возбуждающей мощности и температуры Для того чтобы проследить влияние акустического излучения на критическую скорость перехода от лами- нарного течения к турбулентному, удобно данные при- вести в виде зависимости критической скорости от соответствующей ей мощности, возбуждающей коле- бания ножек камертона. На рис. 3 приведена такая за- висимость для камертонов с различными геометриче- скими размерами и при разных постоянных давлениях Не II. Открытые символы соответствуют камертонам, у которых при ламинарном режиме течения основным механизмом диссипации является баллистическое рас- сеяние тепловых возбуждений на колеблющихся нож- ках камертона. Закрытыми символами показаны крити- ческие скорости для камертонов, у которых доминирует акустическое излучение ( / 1/4).R λ > На рис. 3 видно, что в зависимости от возбуждаю- щей мощности существует два механизма возбуждения турбулентного течения. При повышенных мощностях излучения 810W −≥ Вт все данные описываются единой зависимостью, показанной сплошной линией. Такая зависимость характерна для турбулентности в обычных жидкостях или газах и имеет вид 3~ cW υ (см. параграф 5). При малых мощностях 810W −< Вт наблюдается за- метное отклонение от этой зависимости. При этом cυ практически не зависит от cW . Как отмечалось выше, в этом случае наблюдался переходной режим, характери- зующийся быстрым ростом плотности квантованных вихрей [13]. Отметим, что такое поведение было обна- ружено для камертонов разных размеров, т.е. опреде- ляющим обстоятельством является не размер камертона, а условие отсутствия акустического излучения. Для того чтобы проследить влияние температуры на эффект возбуждения турбулентного течения за счет акустического излучения, были проведены измерения температурной зависимости критической скорости для пяти камертонов, погруженных в Не II, находящийся при давлении насыщенного пара. На рис. 4 приведены полученные данные для случая / 1/ 4R λ < (открытые символы) и для / 1/ 4R λ > (заполненные символы). Как видно из рис. 4, при Т > 1,2 К для обоих случаев экспериментальные данные практически совпадают, что связано с доминирующим влиянием вязкостной дисси- пации. При Т < 1,2 К для случая / 1/ 4R λ > основным механизмом диссипации становится акустическое из- лучение, при этом критическая скорость перехода ста- новится значительно больше чем в случае / 1/ 4R λ < , где основным механизмом диссипации по прежнему является вязкое трение. При Т < 0,6 К величины cυ практически не зависят от температуры для обоих слу- чаев. Но для камертонов в случае / 1/ 4R λ < основной Рис. 2. Зависимость критической скорости перехода от лами- нарного режима течения к турбулентному режиму от давле- ния при Т = 370 мК: (а) — камертон К8 (); (б) — К21 () и К22 (). Рис. 3. Зависимость критической скорости перехода к турбу- лентному режиму течения в Не II от мощности возбуждающе- го сигнала. К5 (); К9 (); К8 (); К1 () [15]; К20 (); К21 (); К22 (); К19 () при Т = 370 мК и различных дав- лениях (см. рис. 2); К8 ( ); К19 ( ); К20 ( ) и К21 ( ) при давлении насыщенного пара и различных температурах (см. рис. 4). Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2014, т. 40, № 9 1031 И.А. Гриценко, Г.А. Шешин механизм диссипации кинетической энергии колеблю- щихся ножек камертона меняется с вязкостного трения на баллистическое рассеяние тепловых возбуждений. Для дальнейшего анализа температурная зависи- мость ( )c Tυ была пересчитана в зависимость ( )cW υ , которая приведена на рис. 3 серыми символами. Как видно из рисунка эти данные также описываются еди- ной зависимостью и совпадают с данными полученными при Т = 370 мК. При высоких температурах (Т > 0,9 К) экспериментальные данные также описываются зави- симостью 3~ cW υ . При Т < 0,9 К в случае / 1/4R λ > , то есть для камертонов с сильным акустическим излуче- нием, экспериментальные данные остаются близки к данной зависимости, а в случае / 1/4R λ < величина cυ перестает зависеть от мощности, что также свидетель- ствует об изменении механизма возбуждения турбу- лентного течения в данной области температур. Экспериментальные результаты, полученные при Т < 0,9 К, когда nρ мало, можно интерпретировать в рамках классификации режимов сверхтекучей турбу- лентности, приведенной в [19–21]. В этом случае при высоких возбуждающих мощностях (рис. 3) наблюда- ется квазиклассическая турбулентность, когда вихри поляризованы и объединены в жгуты, а образование турбулентности происходит за счет пересоединений вихрей внутри жгута или пересоединений жгутов. А при возбуждающих мощностях < 10–8 Вт, где на- блюдаются два механизма возбуждения турбулент- ности. В случае доминирования акустического излу- чения, по-видимому, возбуждается квазиклассическая турбулентность. В случае, когда акустическое излу- чение пренебрежимо мало, можно говорить о начале переходной области к квантовой турбулентности, и турбулентный клубок образуется за счет квантован- ных вихрей, появляющихся на шероховатостях и пере- соединяющихся между собой и самих на себя. 5. Коэффициент лобового сопротивления Для сравнения экспериментальных данных для разных режимов между собой и с поведением обыч- ных жидкостей или газов удобно полученные зависи- мости выразить через безразмерный коэффициент лобового сопротивления ,dC который определяется выражением [17] 2 2 ,F d S С ρυ = (1) где ρ — плотность Не II при соответствующем давле- нии, S — площадь лобового сечения ножки камертона. В терминах лобового сопротивления можно нагляд- но представить различные режимы течения жидкости. Поскольку при ламинарном режиме ~ ,F υ то ~ 1/ ,dC υ что соответствует экспериментальным данным при ма- лых скоростях ,υ которые приведены на рис. 5. В слу- чае турбулентного режима течения, когда 2~ ,F υ име- ем коэффициент ,dC не зависящий от .υ В этом случае dC определяется геометрией тела: для плоской прямо- угольной пластинки, расположенной плоскостью пер- пендикулярно потоку 2dС ≈ , для цилиндра 1,dС ≈ а для сферы 0,3.dС ≈ Как видно на рис. 5, для случая, когда / 1/4R λ > (за- крытые символы), величина ~ 0,5dC в весьма широ- ком интервале скоростей. В противоположном случае ( / 1/4)R λ < зависимость dC от υ является немонотон- ной, причем минимум наблюдается при значениях 1.dC << Последующий рост dC с увеличением скоро- сти совпадает с переходным режимом и, по-видимому, обусловлен ростом плотности квантованных вихрей и, как следствие, взаимного трения. Как было показано в работе [4], квантованные вихри в этом случае могут зарождаться в приповерхностном слое на шероховато- стях поверхности. Дальнейший рост плотности кван- Рис. 4. Температурная зависимость критической скорости перехода от ламинарного режима течения к турбулентному режиму. К19 () К20 (), К21 (), К8 (), К9 (). Рис. 5. Зависимость лобового сопротивления от скорости потока Не II при Т = 370 мК: камертон К5 при давлении Не II 7,6 () и 22,3 () атм, камертон К21 при давлении Не II 8,35 () и 24,1 () атм, камертон К21 при давлении Не II 8,35 () и 24,1 () атм; сплошная линия — зависимость ~ 1/ .dC υ 1032 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2014, т. 40, № 9 Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II тованных вихрей с увеличением скорости продолжает- ся до тех пор, пока не достигнет величины, достаточ- ной для появления развитой турбулентности. Этому режиму соответствуют 0,3.dС ≈ Зависимости на рис. 5 иллюстрируют также влияние мощности акустического излучения. С ростом мощ- ности переход между ламинарным и турбулентным режимами течения становится более плавным, что ка- чественно похоже на поведение dC в обычных жидко- стях или газах. Более того, посчитанная зависимость cυ от W (сплошная линия, рис. 3), как и в обычных жидкостях или газах, хорошо согласуется с выражением (1) при условии, что 1,dC ≈ соответствующей площади для камертонов (S) и плотности Не II (ρ). 6. Заключение Проведенная серия экспериментов с камертонами, погруженными в сверхтекучий 4Не, позволила устано- вить, что наблюдаются два механизма перехода от ла- минарного к турбулентному состоянию, которые свя- заны с акустическим излучением камертона и вязкой диссипацией при высоких температурах или баллисти- ческим рассеянием тепловых возбуждений Не II при низких температурах. Установлено, что при доминиру- ющем влиянии акустического излучения величина ко- эффициента лобового сопротивления 0,5dC ≈ и пове- дение в зависимости от скорости колебаний ножек камертона близко к случаю классической жидкости. При доминировании баллистического рассеяния крити- ческая скорость заметно уменьшается и кроме того воз- никает промежуточный режим между ламинарным и турбулентным состояниями. Переход к турбулентному состоянию зависит от возбуждающей мощности: при малых мощностях (менее 10–8 Вт) оба механизма пе- рехода четко разделены. Причем при доминировании акустического излучения, по-видимому, реализуется квазиклассическая турбулентность Не II, а при пренеб- режении акустическим излучением начинается переход к квантовой турбулентности. Авторы выражают признательность Э.Я. Рудавскому, К.Э. Немченко и С.С. Соколову за обсуждение резуль- татов работы и полезные советы. А также большую признательность Л. Скрбек за камертоны, предостав- ленные им для исследований. Работа выполнена при частичной поддержке Укра- инско-японского гранта (проект № Ф52.2/005). 1. M. Blažková, M. Človečko, E. Gazo, L. Skrbek, and P. Sky- ba, J. Low Temp. Phys. 148, 305 (2007). 2. R. Blaauwgeers, M. Blažková, M. Človečko, V.B. Eltsov, R. de Graaf, J. Hosio, M. Krusius, D. Schmoranzer, W. Schoepe, L. Skrbek, P. Skyba, R.E. Solntsev, and D.E. Zmeev, J. Low Temp. Phys. 146, 537 (2007). 3. M. Blažková, M.D. Schmoranzer, and L. Skrbek, Phys. Rev. E 75, 025302 (2007). 4. Г.А. Шешин, А.А. Задорожко, Э.Я. Рудавский, В.К. Ча- говец, Л. Скрбек, М. Блажкова, ФНТ 34, 1111 (2008) [Low Temp. Phys. 34, 875 (2008)]. 5. V. Chagovets, I. Gritsenko, E. Rudavskii, G. Sheshin, and A. Zadorozhko, J. Low Temp. Phys. 158, 450 (2010). 6. M. Blažková, D. Schmoranzer, and L. Skrbek, Fiz. Nizk. Temp. 34, 380 (2008) [Low Temp. Phys. 34, 298 (2008)]. 7. D.O. Clubb, O.V.L. Buu, R.M. Bowley, R. Nyman, and J.R. Owers-Bradley, J. Low Temp. Phys. 136, 1 (2004). 8. Anssi Salmela, Juha Tuoriniemi, Elias Pentti, Alexander Sebedash, and Juho Rysti, J. Phys: Conf. Ser. 150, 012040 (2009). 9. D. Schmoranzer, Marco La Mantia, I. Gritsenko, A. Zado- rozhko, G. Sheshin, M. Rotter, and L. Skrbek, J. Low Temp. Phys. 163, 317 (2011). 10. И.А. Гриценко, А. А. Задорожко, Г.А. Шешин, ФНТ 38, 1395 (2012) [Low Temp. Phys. 38, 1100 (2012)]. 11. I. Gritsenko, A. Zadorozhko, and G. Sheshin J. Low Temp. Phys. 171, 194 (2013). 12. I. Gritsenko, G. Sheshin, D. Schmoranzer, and L. Skrbek, Fiz. Nizk. Temp. 39, 1062 (2013) [Low Temp. Phys. 39, 823 (2013)]. 13. I. Gritsenko, A. Zadorozhko, V. Chagovets and G. Sheshin, J. Phys: Conf. Ser. 400, 012068 (2012). 14. D.I. Bradley, M.J. Fear, S.N. Fisher, A.M. Guenault, R.P. Ha- ley, C.R. Lawson, G.R. Pickett, R. Schanen, V. Tsepelin, and L.A. Wheatland, J. Low Temp. Phys. 175, 379 (2014). 15. I. Gritsenko and G. Sheshin J. Low Temp. Phys. 175, 91 (2014) 16. Э.Я. Рудавский, В.К. Чаговец, Г.А. Шешин, ФНТ 15, 568 (1989) [Sov. Low Temp. Phys. 15, 320 (1989)]. 17. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц, Гидродинамика, Наука, Москва (1986). 18. И.А. Гриценко, А.А. Задорожко, А.С. Неонета, В.К. Ча- говец, Г.А. Шешин, ФНТ 37, 695 (2011) [Low Temp. Phys. 37, 551 (2011)]. 19. V.S. L’vov, S.V. Nazarenko, and O. Rudenko, Phys.Rev. B 76, 024520 (2007). 20. E. Kozik and B. Svistunov, Phys.Rev. B 77, 060502R (2008). 21. P.M. Walmsley, D.E. Zmeev, F. Pakpour, and A.I. Golov, arXiv:1306.3419v1 [cond-mat.other] 14 Jun 2013. The influence of aсoustic emission on critical velocity of turbulence in superfluid helium I.A. Gritsenko and G.A. Sheshin The conditions for transition from laminar to turbu- lent flow in superfluid 4He and the effect of wide power range acoustic radiation on critical velocity of the transition are studied experimentally. The experi- ments were carried out by using the method of quartz tuning fork in the temperature range from 2 K down to Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2014, т. 40, № 9 1033 И.А. Гриценко, Г.А. Шешин 0.3 K. In a wide pressure range from the saturated va- por pressure up to 24.8 atm. It is found that at high temperatures (T > 0.9 K) the critical velocity is deter- mined by viscous friction whereas at low temperatures (T < 0.5 K) the effect of acoustic radiation is observed which leads to a noticeable decrease in the critical ve- locity of transition to a turbulent state. The critical ve- locity depends on acoustic emission power, and the transition to the turbulent state of the superfluid is sim- ilar to that in ordinary liquids or gases. With no effect of acoustic radiation the critical velocity of transition is almost independent on temperature and exciting power and is mainly determined by the ballistic scat- tering of thermal excitations. PACS: 67.10.Jn Transport properties and hydro- dynamics; 47.37.+q Hydrodynamic aspects of super- fluidity; quantum fluids; 67.25.dt Sound and excitations; 77.65.Fs Electromechanical resonance; quartz resonators. Keywords: acoustic emission, superfluid turbulence, critical velocity. 1034 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2014, т. 40, № 9 1. Введение 2. Методика исследований 3. Критическая скорость образования турбулентного течения. Роль акустического излучения 4. Зависимость от возбуждающей мощности и температуры 5. Коэффициент лобового сопротивления 6. Заключение

Влияние акустического излучения на критическую скорость перехода к турбулентному течению в Не II

Institution

Ähnliche Einträge