微纳气泡及气泡动力学

微纳米气泡微纳米气泡研究与应用下载提示：该文档是本店铺精心编制而成的，希望大家下载后，能够帮助大家解决实际问题。

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微纳米气泡（高能氧）在---------污水处理和空气净化中的应用1、前言任何微小的粒子都具有非常高的能量，只是能量表现的形式不同，对外的性质也各不相同。

如磁性材料钕铁硼，在颗粒度为700目时只能制作成普通磁性的磁铁，当颗粒度达到1200目时，则可以制作磁能级高达70高斯以上的永磁体，当颗粒度达到2000目时，则磁能级可以达到150高斯以上。

高能氧是指具有较高能量的活性氧分子团构成的微小活性氧气泡，主要存在于水或空气环境中。

氧气经过电离后，以高速涡旋运动产生切割作用、并随着高速涡旋运动产生的高压作用，把电离的氧气切割并压缩成微小的气泡，并以极高的线速度射入水中，在水中形成初始运动速度较高、具有比较高的移动效率和转移效率的活性氧分子团——高能氧。

高能氧所拥有的能量全部体现在氧的微观粒子对外表现的特性方面，因此可以称这种能量为粒子能量。

在能量的作用下，高能氧可以快速完成对水和空气中污染物的氧化降解，可以迅速溶解在水中成为高浓度溶解氧，从而彻底解决污水处理中提高氧溶解度的难题。

2、能量的产生高能氧所含有的粒子能量来源如下五个方面：2.1、电离能：氧气经过电离后生成部分氧离子，并形成等离子体，当电离作用消失后，氧等离子体消失，转变成活性氧气团，主要包括臭氧离子团（O 32—、O 3—）、臭氧分子团（O 3）、氧离子团（O 22—、O 2—）、氧分子团（O2）等，这些活性氧气团具有非常高的电离能，经过气体切割后，各种离子团和分子团分离，切割动能转变为气泡能级跃迁能量，在各个气泡中表现为电离能提高，达到可以随时产生氧化作用的高能级，可以氧化一切接触到的物质。

2.2、高速动能：a气泡是经过水对目标气体离心切割吸入作用产生的，切割后产生水气混合液体，气泡伴随着切割水溶液在蜗旋加速系统中加速运动，由于蜗旋加速系统的特点是进水总量与喷射出水总量相等，而进水口管径远远大于出水口径，所以出水口的水溶液流速将大幅度提高：L 1S1= 2L2S2L 1为进水口水溶液流速，S1为进水口截面积L 2为出水口水溶液流速，S2为出水口截面积S 1=πd12/4 d1为进水口直径S 2=πd22/4 d2为出水口直径则出水口水溶液流速L2计算如下：L 2=L1d12/2d22蜗旋加速系统的进水口直径d1=G1/2”，蜗旋加速系统的出水口直径d2=G1/16”则L2=64L1一般进水口流速L1的选定范围为4—10米/秒，最高为20米/秒，因此出水口流速L2的增速范围为256—640米/秒，最高出水口流速可以达到1280米/秒。

纳米尺度下气泡核化生长的分子动力学研究佚名【摘要】采用分子动力学方法模拟纳米尺度下液体在固体壁面上发生核化沸腾的过程,主要研究壁面浸润性对气泡初始核化过程和气泡生长速率的影响以及固-液界面效应在液体核化沸腾的能量传递过程中所起到的作用.研究结果发现:壁面浸润性越强,气泡在固壁处越容易核化.该结果与经典核化理论中“疏水壁面易于产生气泡”的现象产生了明显的区别.其根本原因是在纳米尺度下,固-液界面热阻效应不能被忽略.一方面,在相同的壁温下,通过增强固-液相互作用,可以显著降低界面热阻,使得热量传递效率提高,导致靠近壁面处的流体温度升高,气泡核化等待时间缩短,有利于液体沸腾核化.另一方面,气泡的生长速率随着壁面浸润性的增强而明显升高.当气泡体积生长到一定程度时,会在壁面处形成气膜,从而导致壁面传热性能恶化.因此,通过壁面的热流密度呈现出先增大后减小的规律.【期刊名称】《物理学报》【年(卷),期】2018(067)023【总页数】11页(P159-169)【关键词】纳米尺度;气泡核化;浸润性;界面效应【正文语种】中文1 引言随着微纳米技术在不同领域中的广泛应用,微纳设备中因高热流密度的产生而导致各种微纳器件的热管理问题成为亟待解决的核心难题.工质核化相变原理因具有高效换热特性,而作为一种理想方案被应用于微纳制造领域[1−3].利用相变原理进行换热将导致气泡产生及两相流的形成.因此,对微纳尺度下流体的相变诱导气泡形核生长及脱离等现象的研究成为传热传质领域一项具有挑战性的研究课题.深入研究其物理机制并优化微系统内部的热质传递过程,是节约资源和提高能源利用效率的重要手段.众所周知,纳米尺度下固-液界面效应对于微纳系统传热传质及工质相变现象具有显著影响.已有研究[4−6]发现,在微米通道的单相流动中,壁面浸润性影响固-液界面结构及流体原子与固体原子的黏附情况,进而影响界面能量与动量的传递.同时,界面效应也会对纳米尺度相变过程产生影响.因此,有必要对微纳设备中涉及的异质核化的机理及影响因素进行深入的分析与探讨.壁面浸润性对于异质核化具有重要的影响,根据经典核化理论,表面沸腾中液体在光滑固体加热表面上形成气泡所需的活化能与过热度及表面接触角有关.当壁面接触角越大时,气泡核化所需的活化能越少,发生沸腾的极限过热度越低.此结论已被大量实验数据及理论分析证实.Bourdon等[7]通过实验研究固体表面浸润性对池沸腾起始核化点的影响规律,发现起始核化过热度随表面接触角的增大呈单调递减趋势.Jo 等[8]认为在低热流密度区域,虽然疏水壁面更加有利于核化的发生,但是临界热流密度(CHF)却很低.此外,异质浸润性壁面与均质浸润性壁面相比,更有利于核化沸腾.Quan等[9]对固壁上异质核化沸腾进行理论分析,发现当近壁区液体存在温度梯度时,在异质核化的初始核化阶段,其临界核化半径随着接触角的增大而减小,可以促进气泡核化.Xu和Qian[10]采用范德瓦耳斯理论分析单气泡异质成核过程,得到与之类似的结论:当壁面为均质浸润性时,增大接触角或者过热度将促使气泡在加热壁面处膨胀扩展,增大气泡脱离直径,易于产生膜态沸腾.在常规尺度范围,传热传质以连续介质力学为理论依据,而微观尺度则以纳米级微观粒子理论作为依据,界面特性影响尤为突出,使得微纳相变过程明显区别于常规尺度.目前,已有学者对微纳尺度的相变传热问题展开研究.由于尺寸限制,在纳米尺度下开展实验研究存在很大的困难,而分子动力学方法直接面向原子层面,是研究原子尺度物理现象的有效手段.在均质核化方面,Kinjo和Matsumoto[11]采用分子动力学方法研究负压情况下的气泡空化过程,发现核化速率比经典核化理论预测值大8个数量级.Kimura和Maruyama[12]研究平板上的异质核化规律,模拟结果与经典核化理论预测的一致.Kinjo等[13]采用分子动力学方法研究受限微通道内流体的核化过程,发现壁面浸润性导致流体出现3种不同的核化过程,即弱吸附力壁面处的气膜形成过程、中等吸附力通道内的异质核化过程以及强吸附力通道内的均质核化过程.Mao和Zhang[14]模拟气泡均质成核过程,结果显示气泡生长规律与用RaleighPlesset方程预测的结果不一致.研究发现采用经典核化理论预测的极限过热度、临界核化半径、核化速率及气泡生长速率等数据与纳米尺度下获取到的实验结果相比,在某些情况下会相差很大的数量级[15].目前学术界对于该问题产生的深层原因仍然没有统一的定论.在异质核化方面,Nagayama等[16]认为气泡核化位置受壁面浸润性影响,在亲水性微通道内发生均质核化,气泡在主流液体区域产生;在疏水性微通道内发生异质核化,气泡在固体壁面处产生;此外,对于超疏水壁面,则不会在壁面处产生气泡,而是在固-液之间形成一层气膜.Bai和Li[17]研究发现对于浸润性较强的壁面,近壁区中能量较高的分子向主流液体区的运动受到限制,能量传递效率较低,从而导致界面接触热阻增大,固体界面温差也大幅增加,因此不利于核化发生.Novak等[18]通过模拟流体氩在固体壁面处的异质核化过程,发现气泡在浸润性弱的壁面处发生异质核化的时间有所减少,其原因是随着固-液相互作用增强,流体在近壁区呈类固体的形式排列,从而导致气泡在类固体排列流体区域上产生.Carey和Wemhof f[19]修正了Redlich-Kwong流体状态方程,用于预测受固壁影响的近壁区流体物性.近壁区流体由于受固壁的作用,导致该区域内的流体压力增高,流体发生核化所需的临界过热度显著提高.因此,距离固体壁面有一定距离的液体反而先达到核化条件开始沸腾,进而发生均质核化.然而也有部分文献研究得出相反的结果,Hens等[20]认为在非浸润壁面上气泡难以形成,亲水性壁面为气泡核化提供有利场所并促进了气膜的形成.Yamamoto和Matsumoto[21]推断固-液相互作用影响界面能量传递,从而调控沸腾核化行为.当壁面浸润性越强时,流体吸收的能量越多,因而更加易于核化的发生.综上所述,微纳尺度界面效应影响突出,使得微纳相变具有显著区别于常规尺度的行为特点.尽管对于纳米尺度下核化相变的研究已经取得了一定成果,但是目前的研究手段多数都是在初始时刻给定系统一个过饱和状态,最终达到一个稳定型态,整个研究过程类似等温系统中的空化反应,对于由壁面传热产生热纳米气泡的核化生长过程,仍然缺乏完整深入的研究,未能全面揭示固-液界面效应在沸腾相变过程中所起的作用.此外,不同学者对壁面浸润性与气泡核化之间的内在联系经常会持有相反的意见.因此,关于壁面浸润性对液体核化沸腾的影响还有待进一步验证分析.本文利用分子动力学方法模拟了纳米尺度下液体在不同浸润性壁面发生异质核化沸腾的完整过程,并着重分析探讨了固体壁面浸润性对气泡核化生长的作用机制.分析两者之间的关系,有助于加强对纳米尺度下气泡核化机理的理解,同时能为实际应用提供可靠的理论支撑.本模拟采用开源分子动力学模拟软件LAMMPS实现,原子位型实现可视化采用VMD软件.2 物理模型及模拟细节图1为模拟系统分别在初始、核化以及终了状态的分子模型xz平面分布图,y方向与xz平面垂直.本文模拟的是二维气泡的核化过程,模拟体系尺寸为Lx× Ly×Lz=172.9σ×5.76σ×461.2σ(σ为流体氩原子之间的尺寸参数),x和z方向的尺度显著大于y方向.系统沿着x,y方向均采用周期性边界条件,z方向为固定边界条件.固体壁面原子按照面心立方(FCC)晶格排列,晶格常数为1.15σ,其(100)晶面与流体原子接触,共有29100个固体原子.壁面厚度d=4.61σ,纳米凹槽的深度h=17.29σ,宽度w=18.45σ.固体壁面最外两层原子固定不动,作为边界壁来维持系统的稳定.对其余固体原子施加弹簧力作用,使其在初始位置附近振动,本文中采用的弹簧系数为3249.1ε·σ−2(ε为流体氩原子之间的能量参数).沿着z方向,流体氩原子分为两部分被置于固壁间,在上下侧液膜之间有一段真空区域.靠近下壁面流体液膜的厚度为115.29σ,上侧液膜厚度为11.52σ.初始氩原子按照FCC晶格排列方式布置,晶格常数为1.72σ,共有95035个流体原子.图1 模拟系统在(a)初始、(b)核化和(c)终了状态的分子模型x-z平面图Fig.1 .Molecular distribution in x-z plan of system atthe(a)beginning,(b)nucleation,and(c)f i nal period.流体氩原子之间的相互作用采用Lennard-Jones(L-J)势能模型,表达式为式中r为原子间的距离;流体氩原子之间的尺寸参数σ=0.3405 nm,能量参数ε=1.67×10−21J;原子质量m=6.69×10−23g.固体原子之间的相互作用也采用L-J 势能模型,σs=0.2475 nm,εs=8.35× 10−20J.固-液之间的势能作用通过对L-J势能模型进行修正[22]:式中由Lorentz-Berthelot守则得到能量参数εsl=尺寸参数σsl=(σs+ σl)/2, 下标s表示固体,l表示流体.调节能量系数α与尺寸系数β的值可以得到不同的浸润性.本文算例参数设置分别为α=0.14,β=0.6,0.7,0.8,0.9,1.0及α=0.2,β=1.0,在模拟过程中势能截断半径为3.5σ.超过此距离的原子,其相互作用忽略不计.采用Velocity-Verlet算法求解运动方程,时间步长取为0.0023τ,其中为特征时间,m为质量.在模拟过程中首先对整个系统采用正则系综(NVT),维持其温度为恒定值kB为玻尔兹曼常数,运行100万步,使系统达到平衡后撤掉系统整体温度热浴,仅对壁面施加温度控制,将下壁面温度升高到上壁面温度降低至流体原子采用微正则系综(NVE).根据固-液壁面浸润性,算例运行时间在40—600万步范围内,观察流体的核化轨迹.本文为了直观展示流体被壁面加热发生核化的过程,忽略了控制初始温度阶段的时间步统计,直接从加热阶段开始记录时间.在本文中,为了观察气泡在核化过程中的密度以及温度变化,将流体核化区域沿着z 方向划分为n层,第k个切片层(1 6 k 6 n)在第JStart到第JEnd内时间段内的无量纲粒子密度为式中Nk为第k层的液体原子数目;z为各液体分层的厚度;A为液体计算区域在xy 平面的面积,A=Lx×Ly.第k个切片层(16 k 6 n)在第JStart到第JEnd内时间段内的温度为式中α代表x,y和z三个方向;为粒子沿着α方向的热运动速度.根据原子携带的能量和其具有的速度可获得通过流体的热流密度,热流密度的微观表达采用(5)式计算:式中V为系统的容积;N为流体原子数目;ei为每个原子的能量,包括动能和势能的总和;Fij为第i个原子受到来自与第j个原子之间的相互作用力;vi为第i个原子的速度;rij为第i个原子与第j个原子之间的距离.3 结果与讨论通过调节固-液势能参数来改变壁面浸润性,图2表示两个粒子间的无量纲势能与相互作用力随无量纲距离的变化关系,Φ为势能,F为相互作用力.图2(a)中势阱深度反映固体原子对流体原子的束缚强度,势阱越深流体原子越不容易挣脱固体原子的束缚.当吸收的热量不足以克服势能壁垒的限制时,流体原子将在其平衡位置附近振动,呈现出类固体排列方式.图2(b)中无量纲力为正值时,固-液原子之间相互排斥;无量纲力为负值时,固-液原子之间相互吸引.由图2可见,当α一定时,β越小,固-液之间的作用力越弱,壁面浸润性更趋向于疏水性;当β一定,α越大,固-液之间的作用力越强,壁面浸润性越趋向于亲水性.上述结论与文献[22]的模拟结果一致.本文研究对比不同浸润性壁面处气泡的核化生长过程,可以用纯物质T-ρ相图分布中的状态点来观察液体氩的核化状态.从气泡核化过程可知,气泡核化位置沿着z方向主要分布在0—90σ之间.因而,将此空间范围设置为成核区域,统计该区域内流体的平均数密度和温度.每1000步输出一次模拟结果.由图3得知,成核区域的原子数密度随着流体温度的升高逐渐减小,从初始气液饱和态逐渐过渡到稳定过热态,表明本文的成核条件符合核化动力学规律.此外,需要统计远离液体核化区域的蒸汽相空间内的温度与压力,以便确定沸腾发生的状态.监测沿着z方向250σ—300σ气相区域内的温度与压力,发现气相温度一直维持在左右,压力为其相应的饱和压力0.007654εσ−3.因此,本文着重研究过饱和沸腾.图2 两个粒子间的无量纲(a)势能与(b)相互作用力随无量纲距离的变化关系Fig.2 .Dimensionless(a)potential energy and(b)interaction force depends on the distance between two particles.图3 核化区域热力学状态点及饱和线与包络线相分布图Fig.3 .Thermodynamic state point and phase diagram with coexistence curve and spinodal curve in nucleation region.3.1 气泡核化过程图4 不同壁面浸润性下异质核化过程(a)α=0.14,β=0.6;(b)α=0.14,β=0.7;(c)α=0.14,β=0.8;(d)α=0.14,β=0.9;(e)α=0.1 4,β=1.0;(f)α=0.20,β=1.0Fig.4 .Heterogeneous nucleati on process with dif f erent wallwettability:(a)α=0.14,β=0.6;(b)α=0.14,β=0.7;(c)α=0.14,β=0.8;(d)α=0.14,β=0.9;(e)α=0.14,β=1.0;(f)α=0.20,β=1.0.图4(a)—(f)表示气泡在不同浸润性壁面处发生异质核化的过程.由图可见,给壁面加热一段时间后,气泡胚核首先在凹槽内部形成,其体积随着壁面传热量的增多而增大.当气泡足够大露出穴面后,开始向两个方向生长,一方面向上膨胀,气泡高度增大;另一方面气泡向侧面铺展扩张,三相接触线逐渐向外延伸.由于沿着x,y方向为周期性边界条件,当气泡生长到一定程度会引起边界聚合,在壁面处形成气膜,推动液膜向上运动.由图4可知,随着α与β的增大,固-液相互作用增强,达到气泡初始核化所需过热度的时间缩短,即核化等待时间减少.当固-液势能参数为α=0.14,β=0.6时,固-液相互作用最弱,气泡发生核化的等待时间约为7360τ;固-液势能参数取α=0.2,β=1.0时,壁面浸润性最强,核化等待时间仅276τ.根据图3不同浸润性壁面处核化区域过热状态的演化规律,体系进入包络线区域的快慢程度有所差异,即核化等待时间不同.当势能参数为α=0.14,β=0.6时,状态曲线在亚稳态过热区紧贴饱和线缓慢上升后才进入稳态过热区;当势能参数为α=0.14,β=1.0时,则迅速进入稳态过热区域,气泡发生核化更快.图5给出不同研究结果中气泡约化核化时间随壁面浸润性的变化关系,CA表示接触角.气泡核化时间包括核化等待时间与气泡生长时间.由于不同尺度下,气泡核化时间的数量级存在很大的差别,本文为方便比较不同尺度下气泡核化时间随壁面浸润性的变化趋势,均采用约化比值.Phan等[23]与Gong和Cheng[24]的研究结果分别以接触角为43.8o与28.1o时的气泡核化时间为参考值,对气泡核化时间进行约化.本文的模拟结果则将势能参数为α=0.14,β=0.6的气泡核化时间作为参考值,约化核化时间取为1.Phan等[23]采用实验方法研究水在100 mm×5 mm纳米涂层壁面上的沸腾核化,发现随着壁面浸润性的增强,气泡脱离直径增大,核化时间增长,而气泡脱离频率却降低.Gong和Cheng[24]使用格子玻尔兹曼方法探究介观尺度下固体表面浸润性对液体饱和沸腾传热特性的影响机制.综上可知,在常规尺度范围,壁面接触角越大,即壁面浸润性越弱,气泡核化时间越短,越容易核化.在纳米尺度下,α与β值越大,壁面浸润性越强,核化等待时间与气泡生长时间均缩短,核化周期减小,反而更有利于核化发生.这是由于尺度效应的存在,导致核化规律在不同尺度下呈现出截然相反的变化趋势.图5 气泡约化核化时间与壁面浸润性的关系Fig.5 .Relationship between reduced nucleation time and wall wettability.图6 流体沿着z方向的密度分布图 (a)势能参数为α=0.14,β=1.0;(b)势能参数为α=0.14,β=0.6Fig.6 .Density prof i le of argon along zcoordinate:(a)Potential energy parameters is α =0.14,β =1.0;(b)potential energy parameters is α =0.14,β =0.6.在统计流体密度分布时,将整个系统内流体区域沿着z方向均匀划分层,每层的高度是2.3σ.图6表示不同浸润条件下流体沿z方向的密度分布随加热时间的变化趋势.图中红色虚线表示固-液界面位置.不同浸润条件下,其流体数密度分布规律类似.在初始时刻,液体区域的密度ρσ3维持在0.78附近.随着加热时间增加,气泡胚核在近壁区核化生长,核化区域的流体数密度逐渐减小.直到气泡消失,在壁面处形成气膜且液体层脱离壁面后,靠近高温壁面处的流体数密度接近气相密度.对比图6(a)与图6(b)流体数密度变化规律,可以看出壁面浸润性越强,核化区域靠近密度减小越快,反映出气泡核化生长速率随壁面浸润性的增强而增大.为了对比不同浸润条件下的核化状态,选取同一个时刻的流体数密度分布.图7表示时间为690τ时流体沿着z方向的数密度分布.结合上述核化过程原子位型图,近壁核化区域的流体有3种状态,即过热液体态、气泡核化态、过热气体态.势能参数为α=0.14,β=0.6时核化区域流体氩的数密度最大.保持α=0.14不变,增大β值,当β=0.7和0.8时,紧贴壁面处流体数密度有轻微的减小,几乎维持不变;当β=0.9时,近壁处流体数密度呈大幅度下降趋势,由图4可知,此时气泡胚核露出穴面;当固-液势能参数为α=0.2,β=1.0时,流体的密度已经接近气相的密度值,液膜脱离壁面,在壁面附近形成气膜.综上所述,在浸润性强的壁面处液体核化时间短,气泡核化速率快,气泡胚核体积更大.因此,浸润性强的表面更有利于气泡成核.图7 时间为690τ时氩流体沿着z方向的数密度分布Fig.7 .Number density profi le of argon along z coordinate at 690τ.3.2 气泡生长规律通过计算核化气泡的等效半径来定量分析壁面浸润性对气泡核化生长的作用.由于本文模拟的是二维气泡,因此气泡体积相当于在xz平面上的面积,为了计算气核的等效半径,将液氩核化区域在xz平面内划分成二维小网格,每个网格的尺寸为2σ×2σ,每100步统计一次网格内的流体原子数密度.将液体数密度与蒸汽数密度之和的1/2作为判断网格是气态还是液态的阈值[25].当网格内的无量纲原子数密度小于0.39时,将此网格标记为气态;当网格内的无量纲原子数密度大于0.39时,则认为此网格为液体.然后将核化区域内所有气态网格叠加起来得到气泡的二维面积S∗,计算气泡的等效半径[26]:图8表示气泡等效半径随加热时间的变化关系.由图8可见,不同浸润性壁面处的气泡生长规律类似,在初始加热阶段,液体没有发生核化,气泡的等效半径为0;当流体吸收的热量聚集到一定程度时,近热壁区发生核化,气泡等效半径开始增大.从图8可以看出,当气泡核化进入稳定生长阶段,气泡等效半径几乎遵循线性增长规律,此过程中气泡等效半径的生长速率随着壁面浸润性的增强而显著提升,势能参数为α=0.20,β=1.0时的气泡等效半径约等于势能参数为α=0.14,β=0.6的3.27倍.值得注意的是,本文将气膜在壁面处形成的时间记录为气泡停止生长的时间,即气泡等效半径变化曲线的统计结束时间.由图8可知,图中每条曲线终止时刻的气泡等效半径值有所差异,其随着壁面浸润性的增强反而减小.结合图4(e)—(f)分析其原因:一方面是壁面浸润性越强,气泡胚核不止在凹槽产生,还会在平壁面处形成,进而多个气核迅速聚合形成气膜;另一方面,流体原子在浸润性强的壁面形成气泡后,蒸汽与固壁间的液体膜更容易蒸发相变,三相接触线沿着x方向迁移,气泡铺展直径增大.当壁面浸润性弱时,气泡反而更倾向于向上生长.因此,浸润性越强的壁面在液膜脱离壁面时气泡的体积与等效半径越小.图8 气泡等效半径随加热时间的变化关系Fig.8 .Relationship between bubble equivalent radius and heating time.3.3 核化传热机理为研究壁面浸润性对气泡核化生长的作用机理,需要从固-液能量传递方面来进行分析.图9表示靠近壁面处的流体沿着z方向的温度分布随时间的变化关系.热量通过固-液界面扩散到流体区域,近壁区的液温先升高,在液体区域形成温度梯度,直至流体内部的温度呈现线性分布.当固-液势能参数为α=0.14,β=1.0时,近壁区流体温度几乎在920τ就达到线性分布,固-液界面温度约为,固-液温度阶跃约为. 而固-液势能参数为α=0.14,β=0.6时,其需要约2760τ才达到线性分布,此时,固-液界面处的流体温度值约为,固-液温度阶跃约为. 据此推断,界面热阻随固-液势能作用的减弱而增大,导致通过固-液界面传递热量的效率降低,进而使得流体温度升高达到线性分布的时间越来越长,对气泡的核化生长时间产生了显著影响.需要说明的是,图9中在−20σ—0范围内流体温度随加热的进行出现减小现象,这是由于此范围为凹槽中的液体原子核化变为气体,粒子数大量减少,造成统计误差.根据核化动力学,当活化分子团能量积累到临界活化能后,才能形成稳定的气泡并开始生长.由图9可知,浸润性强的壁面传热效率高,流体温度快速升高,明显高于浸润性弱的情形,使得核化区域液体能量迅速累积达到临界活化能,满足核化条件.而且气泡在生长过程中周围过热液体温度越高,越容易蒸发相变.该结论也可从核化区域流体总势能变化规律得到验证.图10表示核化区域流体总势能随加热时间的变化规律.值得注意的是,图中势能值为负值.初始加热阶段,气泡尚未形成稳定的胚核,液体原子仍紧贴壁面.当势能参数为α=0.2,β=1.0时,固-液作用最强,核化区域的流体总势能值最小.与之相反,当势能参数为α=0.14,β=0.7时,其总势能值最大.随着加热进行,前者的势能值显著增大,反而高于后者,促进了气泡的核化生长.此外,壁面势能参数α与β越大,能垒越深,固-液相互作用越强,液体原子越难挣脱固体壁面束缚,导致气泡胚核的初始核化位置随浸润性变化而有所差异.如图4所示,气泡胚核在纳米凹槽内初始形成阶段,壁面浸润性越弱,越趋于在壁面处形成;而浸润性越强,则气核在偏离固体壁面的液体中央形成.在气泡生长后期,贴近壁面处的液膜受热蒸发.对于浸润性强的壁面,其热阻小,近壁面处液膜温度高,液体更容易相变成气体.综上所述,尽管能垒越深,紧贴壁面的液体原子越难以挣脱束缚,但是近壁区流体吸收能量增多,明显利于形成气泡胚核,只是紧贴壁面的流体原子受到固体壁面的束缚程度不同,导致初始形核位置有所差异.图9 核化区域氩流体沿着z方向的温度分布 (a)势能参数为α=0.14,β=1.0;(b)势能参数为α=0.14,β=0.6Fig.9 .Temperature prof i le of argon along zcoordinate in nuclear boiling region:(a)Potential energy parameters is α =0.14,β=1.0;(b)poten tial energy parameters is α =0.14,β =0.6.为进一步探究核化过程中热量传递的规律,图11给出气泡核化区域流体的温度随时间的变化规律.由图可知,壁面浸润性越强,通过界面传递的热量越多,流体温度升高越快.在气泡核化等待阶段,底板传递的热量直接加热近壁区液体,便于能量聚集使其发生核化.当液体发生核化,气泡生长到一定程度,部分底板与气体直接接触,气固直接传热效率较低,气泡生长核化的热量主要来源于周围高温液体.如图11温度曲线所示,当核化区域流体温度上升到一定程度开始下降,这是由于底板传给液体的热量不足以弥补气泡边界液体蒸发相变及气泡体积膨胀所需能量,核化区域温度反而降低.当势能参数为α=0.2,β=1.0时,核化区域温度几乎没有下降过程,在1023τ时刻温度又以不同速率迅速升高;而α=0.14,β=1.0,0.9,0.8,0.7时则分别在。

基于氧化石墨烯微加热器的微气泡研究李宗宝;刘绍静;周瑞雪;陈伊琳;朱德斌;黄雯;邢晓波【摘要】氧化石墨烯具有良好的光热转换效率,能在微纳米尺度的区域内形成热梯度场.利用氧化石墨烯沉积在微纳米光纤表面可组成微加热器,输入红外光(ASE宽带光源产生的光),微加热器会加热周围液体,并在微纳米光纤上产生微热气泡和椭球形微气泡,但两者产生的行为方式不同.结果表明,微热气泡直接形成于氧化石墨烯微加热器表面,而当微加热器置于气-液交界面时,椭球形微气泡则形成于微纳米光纤上.该研究结果加深了对微气泡物理行为的认识,对发展新兴的基于气泡的光热转化设备起到了推动作用.%Graphene oxides have good photothermal efficiency, which can generate a thermal gradient field on the nano scale. The use of graphene oxides deposited on the nano optical fiber surface can be composed of micro heater. Through the infrared light, the micro heater can heat the surrounding liquid, and the thermal microbubbles and ellipsoidal microbubbles are generated on the micro/nano optical fiber, but the ways of their behavior are different. The results show that the thermal microbubbles formed directly on graphene oxide micro heater surface, and when the micro heater is positioned at the gas-liquid interface, ellipsoidal microbubbles are formed on the micro/nano optical fiber. The results of this study have deepened the understanding of the physical behavior of microbubbles, and played a role in promoting the development of novel photothermal bubble-based devices.【期刊名称】《华南师范大学学报（自然科学版）》【年(卷),期】2017(049)006【总页数】4页(P24-27)【关键词】氧化石墨烯;微加热器;微热气泡;椭球形微气泡;光热转化效率【作者】李宗宝;刘绍静;周瑞雪;陈伊琳;朱德斌;黄雯;邢晓波【作者单位】华南师范大学华南先进光电子研究院,广州510006;铜仁学院材料与化学工程学院,铜仁554300;华南师范大学华南先进光电子研究院,广州510006;华南师范大学物理与电信工程学院,广州510006;华南师范大学华南先进光电子研究院,广州510006;华南师范大学物理与电信工程学院,广州510006;华南师范大学华南先进光电子研究院,广州510006;华南师范大学物理与电信工程学院,广州510006;华南师范大学生物光子学研究院,激光生命科学研究所教育部重点实验室,广州510631;华南师范大学华南先进光电子研究院,广州510006;华南师范大学华南先进光电子研究院,广州510006;华南师范大学生物光子学研究院,激光生命科学研究所教育部重点实验室,广州510631【正文语种】中文【中图分类】O43由于微米级气泡(简称：微气泡)具有存在时间长、传输效率高、界面电位高等优良性质，近年来微气泡在医学成像[1]、生物医学分析[2]、药物传输[3]、微流体元件和物理化学等领域具有非常重要的作用 [4]. 研究表明，局部加热导致液体相变是产生微气泡最有效的方法之一[5]. 由于优异的能量转换特性，光热材料受到广泛关注[6-8]，将激光和光热材料结合起来是产生微气泡的有效途径之一. 例如，通过高度聚焦的激光束直接照射，能够在光热衬底[6]、吸收性液体[7]、纳米粒子[8]和金属薄膜上发生光热效应或等离子体效应，从而产生微气泡. 然而这种方法存在微气泡发生效率低、实验设备复杂、操作不够灵活等缺点.作为一种典型的微纳米光波导，微纳米光纤具有良好的导光特性、较强的倏逝场、传输损耗低、制备工艺简易等优良性能，可以吸引、聚集并运输液体中的大量介质微粒和细菌[9]，在集成光学中具有不可替代的地位. 微纳米光纤与功能材料(如：荧光染料、光热材料等)相结合，可制备功能化微纳米光子器件[10]. 前期研究[10]表明，将微纳米光纤和光热材料结合起来，利用光热材料优良的光热转换效应，可以得到微型的光加热器. 氧化石墨烯(GO)作为石墨烯的衍生物，内部既包含sp2杂化碳晶格，又包含sp3杂化碳基体，使其在光学、光电子学、生物医学等领域具有重大应用前景. 最近研究表明，GO在近红外波段具有良好的光热转换特性，是一种良好的光热材料[11-13].本文研究GO-微加热器浸没于液体内部以及处于气液交界面处两种情况下，微气泡形成过程的差异. 通入近红外光，使浸没于液体内部的GO-微加热器表面生成微热气泡. 微热气泡呈球形，主要源于表面张力作用. 同时，通入近红外光，位于气液交界面处的GO-微加热器附近微纳米光纤上会生成椭球形微气泡，椭球微气泡的长轴与微纳光纤重合. 因此，探究和理解微气泡的物理行为及生长机理对微气泡的基础研究和后期应用具有重要的意义.在微纳米光纤上输入近红外光，利用基于强倏逝场所产生的光梯度力，使氧化石墨烯纳米片(以下简称GONs)吸附于微纳米光纤表面[14]. 聚集在微纳米光纤上的GONs表现出了强烈的光热转化特性[15]，可视为一个数百微米长的理想线状加热器. GONs吸收输入光后转化为热量，不断地加热周围液体. 迅速加热使周围温度达到液体的沸点，将在氧化石墨烯-微加热器(GO-微加热器)上产生直径为数十至百微米的微气泡.图1给出了GO-微加热器的实验装置示意图. 实验采用放大自发辐射(AmplifiedSpontaneous Emission，ASE)宽带光源，其波长介于1 525～1 565 nm之间.载有GONs悬浮液样品的载玻片放在可调节的载物台上. GONs悬浮液是将GONs粉分散到N,N-二甲基甲酰胺(DMF)中得到的，考虑到GONs质量浓度高于0.05 g/L会影响成像，低于0.05 g/L则会减弱GO的聚集效率，所以在实验中，选取GONs悬浮液最佳质量浓度为0.05 g/L. 稀释后采用超声仪将悬浮液分散均匀. 微纳光纤是采用单模光纤通过火焰加热熔拉方法拉制而成. 与普通光纤以全反射传输光信号不同，微纳光纤将大部分能量以倏逝场的形式在外部进行传输. 试验中，微纳光纤固定在三维微型调节架上，一端浸没在GONs-DMF悬浮液中，另一端通过掺铒光纤放大器连接在宽带光源上. 通光后，微纳光纤周围可产生较强的倏逝场. 在强倏逝场效应下，分散在液体中的GONs受到光梯度力的作用，被捕获到微纳光纤表面并沉积，几秒钟后，微纳光纤被GONs覆盖，3 min后，形成GO-微加热器. 在关闭激光后，沉积的GONs仍黏附于微纳光纤的表面.将光通入微纳光纤，由于微纳光纤的倏逝场效应，使大部分光被表面GONs吸收，从而在附近区域形成较强的温度梯度场. 由于GONs具有良好的光热转换性能，GONs不断吸收入射光并产生热量. 基于GONs-DMF溶液对热量的吸收，使得GONs-DMF溶液局部温度不同，从而在GO-微加热器附近形成一个较大的温度梯度场并产生梯度力. 温度梯度场使得更大范围内的GONs受到力的作用而被捕获，从而在微加热器上沉积更多的GONs，并进一步将光能转化为热量. 前期研究结果[16]显示，在3.5 min内，GO-微加热器表面可形成长度约为282 μm的GONs沉积. 随着GONs的进一步沉积，其良好的光热转换作用促使光吸收与GONs沉积协同促进产生，从而加热GO-微加热器周围的液体[14]，并使其温度达到沸点时，微热气泡便直接在GO沉积物上生成(图2).GONs-DMF悬浮液的表面由于表面张力而凸起(图3A). 浸没在液体中的微纳米光纤在毛细效应作用下可分为3部分(图3A中ab、be和ef段). ab段和be段均分布在GONs-DMF悬浮液和空气交界处，而包含了GO沉积物cd的be段则浸没在GONs-DMF悬浮液中. 微纳米光纤表面作为微加热器的GO沉积物通光后，微热气泡直接产生于浸没在GONs-DMF悬浮液中的GO-微加热器表面. 如图3B所示，包含了GO沉积物BC的AC段和DE段的微纳米光纤分布在GONs-DMF悬浮液和空气的交界处，CD段的微纳米光纤通过微调器的控制，使其浸没在GONs-DMF悬浮物中. 通光后，与浸没在液体中的GO-微加热器不同，悬浮在GONs-DMF溶液和空气交界处的GO-微加热器表面无法产生气泡，而是在GO-微加热器的附近微纳米光纤上生成，而且生成的气泡为椭球形微气泡.当GO-微加热器位于气液交界处时，通过异相成核的方式可在光滑微纳米光纤上产生新型椭球形微气泡. 类似于液滴在微纳米光纤上的形态[17]，每个微气泡呈现与微纳米光纤轴线均匀对称的椭球形(图4). 椭球形微气泡可用2个参数描述：长轴长(L)和短轴长(S).上述两参数需要分别从微纳米光纤的水平和垂直方向来测量的. 沿着微纳米光纤可以观察到，气泡的生长和消失是微气泡动力学的行为特征. 一个靠近GO-微加热器微气泡A1，出现在3′45″时刻(图4A).随着时间的推移，椭球形微气泡A1的长轴和短轴都在不断地增大，在4′25″时大小接近于微气泡A2的一半，并在4′35″时达到最大(如图4F所示)，然后爆破并在相同位置上重新生长. GO作为一个线性的微加热器，存在于GONs-DMF悬浊液和空气的交界处. 在通光60 s后，GO-微加热器的温度达到了425.95 K，即DMF溶液的沸点. 当GO-微加热器工作时，DMF溶液表面的温度分布遵循热传递方程：式中，k是DMF热导系数，0.166 W/(m·K)；ρ是DMF密度， 950 kg/m3；Cp是DMF的定压比热容，2 140 J/(kg·K);T为DMF表面任意点处温度，K;u为温度场中流体速度随究竟的分布，m/s; Q为该点热量，W/m3.实验结果表明，GO-微加热器产生的温度分布对于椭球形气泡的动力学行为起到了巨大的作用. 在GONs-DMF溶液中产生的微气泡，按一定的周期生长，具有循环周期短、直径大等特点，在短时间内，微气泡的产生和爆破不断地搅动着液体，因此，可应用于微流控领域对颗粒及细胞等的捕获和操控. 当宽带光源关闭后，GO-微加热器的温度由于牛顿热流及失去入射光而逐渐降低. 因此，此时已经没有足够的热量去维持气泡动力学的动态行为. 随后，椭球形微气泡便开始减小直到最终消失. 此外，由于远离GO-微加热器区域周围温度为室温，远低于DMF的沸点温度，当宽带光源关闭后，该区域的温度迅速下降，从而加速所产生微气泡的减小及消失. 需要进一步指出的是，尽管实验中GONs-DMF溶液是处于一个开放的环境中，但是由于溶液的尺寸远大于微纳米光纤，并且实验时间较短(<20 min)，因而对流和蒸发的效应跟温度梯度的效应相比，非常微弱以至于可以忽略. 因此，可以确认本实验中的微气泡产生行为主要源自于温度梯度.通入激光后，利用微纳光纤的倏逝场效应在微纳光纤上吸附GONs，从而获得了一种微型的GO-微加热器. 由于GONs具有良好的光热转化效应，GO-微加热器能迅速吸收入射光并转化为热能，迅速加热周围液体，从而在微加热器周围区域形成一个较大的温度梯度场，并产生较强的光力. 在该力作用下，当GO-微加热器浸没于液体内部时，在GO-微加热器表面可直接产生球形的微气泡；而当GO-微加热器处于气液交界处时，沿着GO-微加热器中激光传输的反方向产生椭球形微气泡，并以一定的周期生长. 此外，通过对GO-微加热器周围椭球形微气泡的动力学行为的分析，证实了温度梯度对微气泡动力学行为有较大影响. 该发现不仅对于理解气泡动力学有帮助，也有助于新型基于气泡光热转换光学设备的研发.【相关文献】[1] LINDNER J R. 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Equilibrium conformations of liquid drops on thin cylinders under forces of capillarity. a theory for the roll-up process[J]. Langmuir,1986,2(2):248-250.。

光致微纳空化气泡产生机理监测与生物医学应用一、简介在当今的生物医学领域中，光致微纳空化气泡产生机理监测与生物医学应用是一个备受关注的研究方向。

光致微纳空化气泡是指由光照射引起的微小气泡形成现象，其产生机理和生物医学应用潜力已经引起了研究者的广泛兴趣。

本文将深入探讨光致微纳空化气泡的形成机理、监测方法以及其在生物医学上的应用前景。

二、光致微纳空化气泡产生机理1. 光致微纳空化气泡的形成原理光致微纳空化气泡的形成是利用光照射在局部区域产生微小气泡的一种物理现象。

当特定材料受到光照射时，会发生局部的物理或化学变化，从而导致气泡的形成。

这一现象在生物医学领域中具有重要意义，因为可以通过激光照射控制性地形成微纳尺度的气泡，从而实现对生物组织的精准处理和治疗。

2. 光致微纳空化气泡的产生机理光致微纳空化气泡的产生机理涉及到光学、热学、声学等多个物理领域的知识。

在受到光照射后，物质表面会出现温度升高、压力增大等变化，从而诱发气泡的形成。

声波的传播还会加速气泡的生长和膨胀。

光致微纳空化气泡的产生机理是一个多重物理效应相互作用的复杂过程。

三、光致微纳空化气泡的监测方法1. 光学成像技术的应用光学成像技术是一种常用的光致微纳空化气泡监测方法。

通过显微镜、红外热成像等设备，可以实时观察和记录气泡的形成过程，从而了解其生长规律和特性。

2. 声学检测技术的研究除了光学成像技术，声学检测技术也被广泛应用于光致微纳空化气泡的监测中。

声波传播的速度、频率等参数可以反映气泡的大小、膨胀速度等信息，因此可以通过声学检测技术实现对光致微纳空化气泡的实时监测和定量分析。

四、光致微纳空化气泡在生物医学上的应用前景1. 癌症治疗中的应用光致微纳空化气泡技术可以被应用于癌症治疗中。

通过激光照射诱发微纳尺度气泡的产生，可以实现对癌细胞的精准杀灭，从而减少对正常细胞的损伤，达到更好的治疗效果。

2. 药物输送系统的改进光致微纳空化气泡还可以被应用于药物输送系统的改进中。

微纳米曝气机的工作原理，其实就是通过快速发生装置，把气体溶入水中，从而产生直径小于50微米的气泡，通常使用的方式是高速旋回切割。

从而达到将气体快速、高效地溶入水中。

本次就想起分享其原理信息，希望对大家有所帮助。

这种设备所应用的是纯物理方法产生气泡水，不添加任何化学物质，耗电量与国内最好的曝气装置电耗相比可以降至1/5，相对传统设备效率高得多，节能效果明显。

而且系统在设定的水深处通过释放系统释放大量微纳气泡散布到水中每一角落，氧利用可达50%-80%以上。

系统核心技术主要利用的就是纳米分散技术，从而将大量的空气初步压缩成大量的直径为0.25mm的无压微泡，然后利用释放系统将这些直径为0.25mm的无压微泡在半真空的情况下通过气相和液相的高度分散，产生直径小于3μm的微米级气泡和纳米级气泡，统称为微纳米气泡释放到水体以达到对水体迅速充氧的效果。

微纳气泡水发生器在工作的时候会在向缺氧水域发射微纳米气泡的时候，不断向水中补充活性氧，从而弥补气泡内溶解氧的消耗，达到迅速增加水中含氧量的目的。

而与此同时，还会迅速分解水中的各种有机颗粒，使之变为更小的微粒，有利于进一步的生化分解，并可大量减少污泥的沉淀。

而且因为这些微纳气泡不会增大，所以基本不会出现上浮状况。

所以这些气泡会具有长时间
的存活特点，而且是可以在水中维持长达72小时之久，比表面积大，高界面活性、带能带电等特殊的理化特性，与水的接触面积极大，溶氧率极高。

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微纳米气泡产生机制及应用现状微纳米气泡是一种具有特殊物理和化学性质的气泡，其尺寸通常在微米至纳米级别。

与传统的气泡相比，微纳米气泡具有更高的稳定性和较长的寿命，同时具有更大的比表面积和更高的传质速率。

微纳米气泡的产生机制多种多样，主要包括超声波振荡法、电解法、超临界流体法等。

这些方法能够在液体中产生微小的空腔结构，形成微纳米气泡。

超声波振荡法是产生微纳米气泡的常用方法之一。

它利用超声波的振荡作用使液体中的气体分子聚集形成气泡。

当超声波穿过液体时，液体中的气体分子受到超声波的压力变化而聚集形成气泡。

随着超声波的作用时间延长，气泡逐渐增大，最终形成微纳米级别的气泡。

超声波振荡法产生的微纳米气泡具有较小的尺寸和较长的存在时间，适用于多种领域的应用。

电解法是另一种产生微纳米气泡的常用方法。

它通过在电解质溶液中施加电场来产生微纳米气泡。

当电场作用于电解质溶液时，溶液中的正负离子会向电极移动，形成电解质层。

在电解质层中，正负离子的扩散和反应会产生微小的空腔结构，形成微纳米气泡。

电解法产生的微纳米气泡具有较高的稳定性和较长的存在时间，广泛应用于水处理、医学影像等领域。

超临界流体法是产生微纳米气泡的一种新兴方法。

它利用超临界流体的特殊性质，在高压高温条件下将气体溶解到液体中，形成超饱和状态。

当超临界流体迅速降压时，溶解的气体会迅速析出形成微纳米气泡。

超临界流体法产生的微纳米气泡具有较小的尺寸和较高的稳定性，适用于药物传递、纳米材料制备等领域。

微纳米气泡具有广泛的应用前景。

在生物医学领域，微纳米气泡可以作为药物传递的载体，通过控制气泡的尺寸和表面性质，实现药物的靶向输送和释放。

在环境领域，微纳米气泡可以用于水处理和废气净化，通过气泡的高比表面积和传质速率，提高污染物的去除效率。

在能源领域，微纳米气泡可以应用于燃料电池和储能设备，提高能源转换效率和储能密度。

此外，微纳米气泡还可以用于纳米材料的制备和表征等领域。

微纳米气泡是一种具有特殊性质和广泛应用前景的气泡结构。

微泡动力学模型综述微泡动力学是一门研究微小气泡在液体中游动的学科，它也被称为小气泡动力学(BPIM)。

借助该学科，研究人员可以比较不同尺寸和形状的微泡的性能，以及采用多种参数来描述微泡的运动特性。

这些参数包括气泡的尺寸、表面张力以及微泡在液体中的总体结构和性质。

微泡最早由荷兰物理学家威廉布兰特(William Bramble)在1912年提出，他将气体封装在液体中以形成微泡。

这一发现引发了人们对研究微泡动力学的兴趣，也促进了微泡动力学的发展。

微泡动力学研究了气泡运动特性，即微泡如何在液体中移动。

研究人员将微泡动力学中的主要模型分为三类：单组分模型、双组分模型和多组分模型。

单组分模型是最简单的模型，它由一种特定的液体和一种特定的气泡组成。

这种模型用来研究微泡在液体中的运动特性，包括不同气泡尺寸和气泡表面张力对微泡运动的影响。

双组分模型包含两种液体一种带有微泡，另一种无微泡以及一种特定的气泡。

这种模型可以研究带微泡的液体和无微泡的液体之间的关系，以及气泡的大小、表面张力和气泡的运动特性之间的关系。

多组分模型由多种液体和一种特定的气泡组成。

该模型用于分析满足不同要求的多种液体间的相互作用，以及气泡对多种液体运动的影响。

另外，多组分模型还可以用于研究气泡大小、表面张力和微泡运动特性之间的关系。

除了上述的模型之外，还有一些其他的模型，如复杂流体动力学模型、多尺度气泡动力学模型等，用于研究复杂流体，如浊流和湍流，以及微泡对其影响的原因。

自20世纪30年代以来，人们一直使用各种理论模型和实验方法来研究微泡动力学。

同时，微泡动力学模型在工程领域、化学领域和生物领域也得到了广泛的应用，用于研究各种系统中微泡的性质和运动特性。

目前，微泡动力学还有很多未解决的问题，如如何准确地描述微泡的表面张力和复杂液体中微泡的分布等。

预计未来几年内，微泡动力学仍将发展，深入探讨各种微小气泡运动的机制，为更多的工程、化学和生物系统进行模拟和分析提供基础。

神奇的微纳米气泡世界
科学们家发现：气泡在水液中，存在着一个50 微米左右的表面张力和气泡内压之间的平衡临界点。

50 微米以上，肉眼可以看到的通常气泡，在水液中会急速上升，最后在液面破裂、消失。

50 微米以下的微小气泡，体积小，水中滞留时间长，且不断缩小，最后在水中破裂而消失。

消失于水中的微纳米气泡，具有以下奇特之处：1.水中收缩破裂，气泡完全溶解于水液；50 微米以下的气泡，虽然有上升倾向，但速度缓慢，水液中滞留时间长。

例如直径10μm 的气泡上升3mm 需要1 分钟。

更重要的是由于水气之间的表面张力大于气泡内压，气泡出现自我收缩倾向。

根据杨-拉普拉斯法则，气泡表面张力与气泡直径大小成反比，与气泡内压成正比。

表面张力增大，气泡不断收缩，同时内压也随之增大。

即所谓出现自己加压现象。

一旦收缩的气泡内压与表面张力失去平衡，气泡破裂，气体即完全溶解于水液中。

拉瓦尔管产生微纳米气泡
拉瓦尔管产生微纳米气泡是一种常见的物理现象，它与液体流体力学以及气体溶解度和扩散等因素有关。

在拉瓦尔管中，流体会因为减小通道的截面积而增加流体的速度，从而降低压力。

当流体通过收缩的通道时，压力会突然升高，而导致溶解在液体中的气体从溶解态转变为气泡态。

下面我将具体解释拉瓦尔管产生微纳米气泡的原理和机制：
1.流体减速：当流体通过拉瓦尔管的收缩处时，由于通道的截面积减小，流体的速度会增加。

根据伯努利定律，流体速度的增加会导致压力的降低。

2.压力突变：当流体通过收缩处时，由于速度增加，压力会突然升高。

这种压力突变会导致溶解在液体中的气体从溶解态转变为气泡态。

3.气泡扩散：由于压力突变，溶解在液体中的气体开始形成微小的气泡。

这些气泡在流动中会被带到较低压力的区域，使气泡进一步扩大。

4.气泡塌缩：当气泡进入较低压力的区域时，气泡会继续扩大，直到压力重新平衡。

然后，气泡会塌缩并消失。

总结起来，拉瓦尔管产生微纳米气泡的过程可以概括为：流体通过通道收缩处时，压力突变导致溶解在液体中的气体从溶
解态转变为气泡态。

这些气泡随后扩散到较低压力的区域，并最终塌缩消失。

拉瓦尔管产生的微纳米气泡在医学、环境科学和材料科学等领域具有重要的应用价值。

例如，在医学上，微纳米气泡可以用作药物传递的载体，实现精确的治疗；在环境科学中，微纳米气泡可以用于水体净化和废水处理；在材料科学中，微纳米气泡可以用于调控材料的物理性质。

希望以上解释对你有所帮助。

如果还有其他问题，请随时提问。

光致微纳空化气泡产生机理监测与生物医学应用光致微纳空化气泡产生机理监测与生物医学应用一、介绍在当前的生物医学领域中，光致微纳空化气泡技术因其在肿瘤治疗、生物成像以及药物传递等方面的广泛应用而备受关注。

光致微纳空化气泡产生机理的深入探讨和监测技术的不断创新，为其在生物医学领域的应用提供了坚实的理论和技术支持。

二、产生机理1.光敏染料的选择与光激发在光强度较高的激光照射下，选择合适的光敏染料可以实现微纳米尺度的空化气泡产生。

这些光敏染料在吸收光能后会发生非线性光学效应，如受激拉曼散射效应，从而导致局部温度升高和气泡产生。

2.温度升高与瞬时气泡形成光敏染料吸收光能后会使局部温度迅速升高，达到大气化温度，导致周围介质的局部蒸发和气泡形成。

这种瞬时气泡的形成是光致微纳空化气泡技术的关键步骤。

3.气泡行为与生物医学应用产生的微纳空化气泡在液态介质中会迅速坍缩，形成微小的冲击波，具有局部破坏性，可用于肿瘤治疗等生物医学应用。

在生物成像和药物传递方面，微纳空化气泡也具有重要的应用价值。

三、监测技术1.激光透射声成像技术通过实时监测气泡在激光照射下的形成与行为，激光透射声成像技术为光致微纳空化气泡的产生机理和行为提供了直观的监测手段。

2.光声显微镜光声显微镜结合激光光源和超声探测器，可以实现对微纳空化气泡的高分辨率成像，为其在生物医学领域的应用提供了可靠的实验监测手段。

3.光声成像技术光声成像技术能够对微纳空化气泡在生物组织中的产生和行为进行实时、三维的监测，为其在生物医学领域的应用提供了强大的成像手段。

四、个人观点光致微纳空化气泡技术作为一种新型的生物医学应用技术，具有巨大的发展潜力。

在未来的研究中，应当在深入探讨其产生机理的基础上，进一步优化监测技术，并积极开展其在肿瘤治疗、生物成像和药物传递等方面的应用研究。

总结通过对光致微纳空化气泡产生机理和监测技术的全面评估，我们深入理解了其在生物医学应用中的重要意义。

微纳米气泡与普通气泡曝气性能对比
彭昕翊;王承军;李波;胡新元;胡春华
【期刊名称】《南昌大学学报（理科版）》
【年(卷),期】2024(48)1
【摘要】基于超声微纳米气泡(MNBs)制备技术产生的微纳米气泡,研究微纳米气泡与普通曝气产生的传统大气泡曝气性能。

经实验测试,结果表明MNBs气泡稳定性、持续性较普通曝气明显较好,MNBs氧体积传质系数为普通曝气气泡的4.11倍,充氧动力效率高于为普通曝气的3.30倍。

对比分析,微纳米曝气氧传质效率、氧利用率均远高于普通曝气;在相同的曝气强度下,MNBs迅速提高水体中的DO浓度,MNBs有良好的溶氧保持能力,停止曝气后DO浓度回到初始状态,普通气泡曝气水箱中DO浓度在1 h降低至5.82 mg·L^(-1),微纳米气泡水中DO浓度24h降至5.77 mg·L^(-1);普通曝气广泛应用于水环境治理,了解微纳米曝气性能差异研究成果为提升水环境治理效能提供理论和技术参考。

【总页数】7页(P64-70)
【作者】彭昕翊;王承军;李波;胡新元;胡春华
【作者单位】南昌大学资源与环境学院;中国电建集团江西省水电工程局有限公司【正文语种】中文
【中图分类】X132
【相关文献】
1.浅析微纳米气泡曝气技术在水产养殖方面的应用
2.微纳米气泡曝气对泵站放江污染的治理效果研究
3.不同微纳米曝气滴灌入口压力下迷宫流道沿程微气泡行为特征
4.微纳米曝气滴灌系统中气泡传输特性及其影响因素分析
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