§5.7 气状汽蚀和汽状汽蚀

汽蚀流动的区域实际上是一种多相流区域，一般说来，是一种两相流区域，即液体及其蒸发的汽体。可是，几乎在所有的实际情况中，罕少有某种不凝结的气体，例如空气，也对汽泡的初生和溃灭起着重要的作用。因此，汽蚀流动通常是一种两相的、三组分的流动。

前面已经指出，导致汽蚀汽泡形成的主要是液体中的汽蚀核子。汽蚀核子之所以能够增长成汽蚀汽泡，则主要在于液体中所溶解的空气缓慢地扩散到汽泡中去、或者由于充满蒸汽之故。汽蚀汽泡在通过负压区时，如果汽泡本身尺寸的改变主要只是由于周围液体中气体缓慢扩散之故，则把这种现象称为气状汽蚀。如果汽蚀汽泡在通过负压区时，汽泡突然的瞬时增长主要是由于充满蒸汽之故，则把这种现象称为汽状汽蚀。事实上，纯粹的气状汽蚀或汽状汽蚀通常是不可能存在的，因此，在每一种情况下，具体起重要作用的可以是气状汽蚀，也可以是汽状汽蚀，这要取决于汽泡增长过程的条件，由于液体中气体的扩散过程相当小，所以可以预期，在一般情况下汽状汽蚀的可能性较大。当然，这并不排斥汽泡中除了汽体以外还有少量从周围液体中扩散进去的空气。由此可知，式（5-2)中的p_g实际上指的是蒸汽、空气混合气组分的分压强之和。

现在研究一下绕半球形物体的流动。观察表明，绕流时物体上下两侧的汽穴区是不对称的。汽穴区首先在物体的上部产生，当上下两侧都形成汽穴区时，则物体上部的汽穴区将较宽。经测定，发现物体上下两侧的静压也是不同的，上部的静压比下部约小50mmH₂O (5OOPa)，这相当于半球形物体本身的直径。这种现象说明，极微小的压力变化对汽穴的发展程度也是很敏感的，这就是说，很小的压差就决定了汽穴产生的区域。这样也就说明，汽泡内的压强也应该是很小的，其值约等于当时温度下的饱和蒸汽压强。

对于这种情况可以进行某种估算。设在半径为友的汽泡内完全充满空气，汽泡外部的液体层厚度假定为δR，而汽泡内的空气则是由该液体层中析出的。此外，假定在大气压强和室温条件下，溶解于液体中的空气量为2%。

如汽泡内的压强为p_g，则可写出等式如下（pV=常数）：

由此可得

若假定空气在水中的扩散速度为10mm/s〜20mm/s,并具体取为15mm/s,则在0.002s时间内可得液体层的厚度δR约为0.002×15 =0.03mm。设汽泡的半径R=3mm，这是肉眼可见的初生汽泡的大致尺寸，则可得汽泡内的压强大气压(0. 1Pa)。

上面所作假设的数据都在认可的范围内，因此得到的结论也应在可能的范围内。但是，该结果表明，如汽泡内仅有空气，则汽泡内的压强要比周围液体的压强小得多。显然，汽泡内只含有空气的这种假设，其可能性不大。

作为另一种极端，可假设汽泡内完全充满着蒸汽，汽泡的增长借助于周围液体的蒸发，而蒸发所需的热量则取自其周围的外层液体，现在可以设想半径为R的球形汽泡外侧有两层液体。紧靠汽泡的液体层厚度为δR₁,这层液体将蒸发入汽泡；在该层液体的外侧还有另一厚度为δR₂的液体层，这层液体将冷却以提供层液体蒸发所需的热量。

设δR₂层液体原来的温度为T₁，使液层δR₂形成蒸汽后，其温度冷却到T_v，则根据质 量守恒定律可得

式中    ρ₁、ρ_v——分别为液体和蒸汽的密度。

由此可得

式中    v₁、v_v——分别为液体和蒸汽的比容。

为了确定被冷却液体层的厚度，可根据能量守恒定律写出 

式中    c₁——液体的比热；

          Q₁——单位重量液体蒸发时所需的热量。

于是可得

在20°C的室温下，水和蒸汽的比容分别为

若取汽泡的半径R=3.8mm,则蒸发层的厚度。

在室温条件下，水的比热为，则在温度降

T₁-T_v的情况下，可得

由此可知，假设汽泡内完全是蒸汽时，蒸发层δR₁,和冷却层δR₂的厚度要比假设汽泡内完全是空气时的析出层δR小得多.显然，液体蒸发的假设是比较合理的。当然，这一说法并不排斥有少量空气扩散进汽泡内的可能性。

回顾本节开始所述可知，没有纯粹的所谓气状汽蚀和汽状汽蚀，但从上面大致的估算却得以说明，汽泡内主要是蒸汽，同时也有少量扩散进去的空气。汽泡内的压强接近于饱和蒸汽匝强，这-点也在足够大的汽泡内由直接测量的结果得到了证实。

顺便指出，液体中气体含量的多少将影响汽蚀的初生和消失。在空气含量高时，对汽蚀的初生将产生滞后的影响，而汽泡的消失受空气含量引起的滞后影响较小。此外，汽泡消失时的压强通常比汽泡初生时的压强为高，而且变化也较小。因此，在衡量汽蚀流动时往往采用“消失汽蚀点”，即汽泡消失时的压强作为标准。这在后文中将作进一步的说明。