文獻回顧

穴蝕氣泡出現的形式約有四種型態，其中，經由壓力降低與溫度升 高所造成的氣泡，此氣泡充滿氣體，稱為汽化穴蝕氣泡（gaseous cavitation bubble）；而僅由壓力降低所造成之氣泡，稱為蒸汽化穴蝕氣泡（vaporous cavitation bubble）；藉由擴散（diffusion）作用使液體中的氣體產生汽化，

稱為除氣（degassing bubble）穴蝕氣泡；最後一種為經由溫度升高而造 成之蒸汽化，稱為沸騰（boiling bubble）。

穴蝕氣泡的產生過程頗為複雜，常伴隨著氣體與蒸汽，不易區分。

因 此 ， 在 試 驗 上 ， 穴 蝕 氣 泡 的 產 生 又 細 分 為 水 動 力 穴 蝕 氣 泡

（hydrodynamic cavtiation bubble），由壓力變化所造成的；聲波穴蝕氣泡

（acoustic cavitation bubble），由聲波的駐波所造成的壓力變化；光學穴 蝕氣泡（optic cavitation bubble），由光學聚焦加熱造成的；質點穴蝕氣 泡（particle cavitation bubble），由液體中之質子反應或化學反應所造成 的。Lauterborn (1980)歸納上述四種穴蝕氣泡特性，其中，水動力穴蝕氣

泡與聲波穴蝕氣泡由張力（tension）所造成，而光學穴蝕氣泡與質點穴 考慮了流體黏滯性與表面張力之影響而推導得 Rayleigh-Plesset 方程式

（附錄一）。圖1-2 為氣泡運動之示意圖，其 Rayleigh-Plesset 方程式如

半徑；R 為氣泡半徑；r 為氣泡表面外之某一點至氣泡中心點距離；t 為時間；σ 為表面張力；μ 為黏滯係數；P₀ 為液體壓力；P_∞ 為遠處 之液體壓力；γ _g 為氣體比熱（ratio of the specific heat of the gas）。

Gilmore (1952) 考慮了流體壓縮性與對氣泡破裂流場特性的影響，

Plesset

＆ Zwick (1952)的研究則考慮溫度熱傳導現象對氣泡破裂流場 特性的影響。因氣泡破裂時間甚短，在當時認為其間之熱傳導效應影 響不大，故氣泡破裂過程假設為絕熱過程。

（2）氣泡破裂噴流研究

Kornfeld ＆ Suvorov（1944）認為氣泡在固體邊界附近破裂時，

氣泡會先變形為非球形，且會產生一噴流（jet flow），此現象後來於

Naude ＆ Ellis(1961) 的實驗中獲得證實。Plesset ＆ Chapman (1971)

的數值計算結果，亦顯示此一現象。若固體邊界位於氣泡右端，則此 噴流會於氣泡左端形成，且會穿越氣泡而抵達氣泡右端的氣泡表面。

氣泡破裂對固體界面的破壞，可能是導致於其所產生的噴流，

Benjamin

＆ Ellis (1966)、Philipp ＆ Lauterborn (1998)亦探討了氣泡破裂引起的 破壞行為。近代的研究則認為：此噴流結構對固體邊界的破壞力不大。

然而，此噴流對氣泡破裂流場的動力學研究，卻有很重要的影響。

（3）氣泡破裂產生之震波研究

氣泡破裂流場產生的壓力變化理論分析，於1917 年由 Rayleigh 首 先提出。此壓力非常高(約 10,000 大氣壓力)，因而會形成震波往外傳 遞。在固體邊界附近的氣泡破裂產生的噪音，則由

Harrison (1952)於實

驗中發現。

Vogel

＆ Lauterborn (1988)則發現氣泡破裂之壓力脈衝波與 氣泡距離固體邊界的大小有密切關係，且此脈衝波會產生一系列的震

波，此現象於

Tomita ＆ Shima (1986)、 Ward ＆Emmony (1991)、 Ohl et

al. (1995)、Shaw et al. (1996)、Lindau ＆ Lauterborn (2003)、Sankin et al.(2005)技術從事的實驗中利用高速攝影機與陰影（shadowgrams）或 投影技術結合於影像中均有顯現。而在量測氣泡破裂所產生之震波強 度，一般採用 hydrophone 壓力量測儀器，儀器靈敏度需要在 1ns 以下 之精度，方可量測到壓力震波所產生的強度，如Sankinet al.(2005)之研 究結果，雷射聚焦所產生之直徑約 1.5mm 之氣泡，在氣泡破裂所產生 震波約在2μ 內發生，如圖

s 1-3

所示，其震波強度可高達39MPa，隨後 強度遞減。

（4）氣泡破裂產生之發光研究

氣泡聲光現象(sonoluminescence)是描述液體中的氣泡受到聲波的 激發時，氣泡會向內壓縮與破裂並發出亮光現象。Frenzel ＆ Schultes (1934)研究聲納時首次觀察到聲光現象。藉由相片底片顯影與加入顯影 劑的水槽中，氣泡壓縮與破裂後，在底片上觀察到一些微小的亮點，

同時每當超音波開啟時，液體中的氣泡便會釋放出光來。早期的實驗 由於水下環境過於複雜，對於水中極短暫的氣泡，難以做進一步的原 理分析。此現象在現代通常也被稱為多氣泡聲光現象（multi-bubble sonoluminescence, MBSL）。Gaitan et al. (1992)改進實驗裝置與技術，

發現了單氣泡聲光現象（single bubble sonoluminescence, SBSL），氣泡 會隨著自身週期性的被壓縮而不斷放出光來。由於這項實驗技術將原 本複雜的多氣泡簡化為單一穩定氣泡的效應，有助於分析聲光效應的 原理。同時也根據氣泡運動之能量理論估計與假設，推算結果為氣泡 內的溫度可以高達 100 萬度。使後續對氣泡聲光現象增加許多好奇與 興趣。雖然如此高的溫度尚未被確實證明，

Flannigan

＆ Suslick (2005)

的實驗顯示，氣泡內的溫度大約在 2 萬度 K 左右，此溫度已可將鐵融 化。但在估計氣泡內溫度時，忽略了一項事實，水會吸收幾乎所有波 長低於 200nm 的電磁波，這項事實也加深了正確估計氣泡內確切溫度 的困難，因為這些估計都是建立在氣泡被壓縮過程中的發射光譜上，

或是利用 Rayleigh-Plesset 方程式所得到的。在氣泡破裂之聲光現象實 驗中觀察到如下的事實：

• 氣泡釋放出來的亮光持續時間相當短暫，約在35 至數百皮秒

（picoseconds, 10^-12 秒）之間。

• 當氣泡放出亮光時，氣泡尺寸非常小，直徑大約只有1μm，而其能 放出光的氣泡大小取決於周圍液體的種類（例如，水）以及氣泡中 氣體的種類（例如，一般空氣）。

• 在單氣泡聲光現象中放出的亮光，會受到氣體可壓縮的Bjerknes 力

（ ( ) ( ) 3

4 ₃

t P t R

F

_B = π Δ ，其中，R：半徑； PΔ 為壓力差；t 為時間）以及 氣、液二相流體交界面作用之Rayleigh-Taylor 不穩定性等作用。

• 在氣泡中加入惰性氣體，如氦、氬或氙等氣體，能進一步增加放出 亮光的強度。

Flannigan

＆ Suslick (2005)在實驗硫酸裡的氬氣泡，打入聲波後在 容器內發現O²⁺離子、一氧化硫、以及位於激發態的氬原子。此代表氣 泡中心有著一個熱電漿核。並指出 O²⁺離子的激發能量和游離能約為 18eV（電子伏特：1.6 × 10^-19 焦耳）左右，此現象不可能是因為單純加 熱而達到。因此，認為是從氣泡中心的不明電漿釋放出來的高能電子 撞擊得來的。而最讓人感興趣的事，既然氣泡內部可能處於如此高溫 下，甚至有可能利用聲光現象作為達到核融合臨界溫度的方法。如果 氣泡內的溫度和壓力都夠高的話，在太陽和其他大型星體中發生的核

融合效應，可以在如此微小的氣泡中發生。這種現象被稱為氣泡核融 合（bubble fusion）。而此現象亦在近幾年內被討論，如“如何向氣泡要 能源”，美國橡樹嶺國家實驗室的

Taleyarkhan et al.(2004)研究團隊於科

學期刊上發表氣泡核融合現象。

氣泡破裂時，其內部氣體以絕熱過程加熱，而於體積縮至最小半 徑時放出光。氣泡在黏滯性低、壓力高時，較容易放射光；黏滯性高、

破裂時間較長、無法讓氣泡內的氣體加熱至足夠溫度以發光。至於較 高的壓力，讓氣泡較快速的破裂，增加絕熱過程的熱量增量而讓溫度 上升。黏滯性較小時、氣泡可增長的體積較大，破裂時較容易放射光 線。Ohl et al. (1998) 亦發現在某些特定情況下，雷射誘導的氣泡（laser induced bubble）在靠近固體邊界附近破裂時會放射亮光。這些放射亮 光從未受到周邊干擾的圓球型氣泡所發出，這些現象目前都簡稱之為 SCBL (single cavitation bubble luminescence)，而

Buzukov

＆ Teslenko (1971)、Akmanov et al. (1974)也曾有相同的研究報告。此放射亮光的強 度，與氣泡距固體邊界的距離有密切的關係（Ohl et.al, 1999），這可能 與氣泡的壓縮性（受固體邊界距離的影響）有關。在距離參數

R

max

=

d

γ

（

R

_max為氣泡最大半徑；d 為氣泡中心至邊壁距離）小於 4 之情況下則 沒有放射亮光的產生。近代在氣泡不受外界光線干擾之情況下，有關 SCBL 的研究，包括

Wolfrum et al.（2001）與 Baghdassarian et al.(2001)。

氣泡發光的現象，如圖

1-4

之示意圖所示，分別為氣泡初形成、氣泡膨 脹、氣泡瞬間被壓縮、氣泡發光等階段。Lauterbornet al.(2007)利用雷 射光產生穴蝕氣泡，以高速攝影機將氣泡破裂發光現象藉由影像顯

現，如圖

1-5 所示。目前，氣泡聲光效應仍然沒有一套完整之物理機制

來說明。

（5）氣泡破裂產生之逆向噴流研究

Lindau ＆ Lauterborn (2001)對逆向噴流現象進行描述：氣泡位於

固體邊界附近受壓而發展液體噴流，使噴流能到達對向氣泡表面重 疊，並通過氣泡直接往固體邊界前進，當噴流表面重疊時，氣泡能產 生一系列震波，隨之噴流碰至固體邊界後，能產生反方向之噴流結構，

此噴流結構稱為逆向噴流（counter jet）。

逆向噴流是一個獨特的現象。若氣泡位於固體邊界某一距離範圍 內時，氣泡破裂時可能會產生逆向噴流。而逆向噴流的形成與增長非 常快速，但形成後則可持續一段時間，可延長氣泡破裂時間。在

Harrison

（1952）與

Kling ＆ Hammitt (1972)的實驗中，亦出現此逆向噴流現

象，但都未對此特殊現象進行說明。直到

Lauterborn

（1974）才首次對 此逆向噴流有進一步之描述，但亦未對此現象的形成進行說明，僅推 測此現象的形成時間與氣泡壓縮所產生的震波時間接近；因此，推測 逆向噴流是與氣泡壓縮產生震波直接相關。另有認為逆向噴流是由液 體中一些更微小氣泡所構成。過去有關逆向噴流如何形成之探討，與 氣泡聲光效應一樣，仍尚未有一套完整之物理機制加以說明。

在

Best

（1993）、Zhang et al.(1993)、Blake et al.(1997)的數值模擬 中，則未出現此逆向噴流，但

Tomita ＆ Shima (1986)、 Vogel et

al.(1989)、Ward ＆ Emmony (1991)、Philipp ＆ Lauterborn (1998)、

Kodama ＆ Tomita (2000)與 Lindau ＆ Lauterborn (2003)等實驗卻都

顯現此逆向噴流的存在，如圖

1-6 所示。數值模擬與實驗結果的不一

致，讓人推測逆向噴流非屬氣泡破裂流場的一部份，而是由氣泡破裂 過程中的某種複雜機制所產生。Lindau ＆ Lauterborn (2003)更進一步 推估，認為氣泡破裂是在最後階段出現，此逆向噴流的形成可能與震 波結構有關，構成此現象之物理機制亦未說明清楚。使得數值模擬結 果沒有涵蓋此部分現象出現。Vogel et al. (1989)的研究結果指出，氣泡

破裂是否出現逆向噴流與距離參數γ 有關。當1 3 界接觸時，亦無法產生逆向噴流。此外，Lindau ＆ Lauterborn (2003) 探討氣泡逆向噴流現象之反彈高度、破裂時間與γ 間之關係，結果顯示

體密度；

p

_v為水蒸氣壓；

t

_c為氣泡破裂時間。若有固體邊界影響，破 裂 所 需 時 間 較

t

_c 長 。 以 一 般 實 驗 室 中 產 生 的 穴 蝕 氣 泡 為 例 ，

mm

R

_max ≅0.75 計，在室溫 25℃條件下，

p

=101.3 kPa、

p

_v=3.29 kPa、

ρ =997 kg / m³，因此，

t

_c約為23μ 。若氣泡周邊所受之壓力更大之情

s

況下，其破裂時間將更為短暫。而一般雷射聚光所形成之

R

_max ≅0.75

mm

穴蝕氣泡，藉由高速攝影技術進行觀測穴蝕氣泡破裂時間，約70μ 以

s

況下，其破裂時間將更為短暫。而一般雷射聚光所形成之

R

_max ≅0.75

mm

穴蝕氣泡，藉由高速攝影技術進行觀測穴蝕氣泡破裂時間，約70μ 以

s

在文檔中 單一穴蝕氣泡產生與破裂行為之試驗研究 (頁 14-25)