Blog

Oct 28, 2023

Die Höhenbegrenzung eines Siphons

Scientific Reports Band 5, Artikelnummer: 16790 (2015) Diesen Artikel zitieren 78.000 Zugriffe 19 Zitate 96 Details zu altmetrischen Metriken Ein Korrigendum zu diesem Artikel wurde am 2. Mai 2017 veröffentlicht

Scientific Reports Band 5, Artikelnummer: 16790 (2015) Diesen Artikel zitieren

78.000 Zugriffe

19 Zitate

96 Altmetrisch

Details zu den Metriken

Ein Korrigendum zu diesem Artikel wurde am 2. Mai veröffentlicht

Dieser Artikel wurde aktualisiert

Es wird allgemein angenommen, dass die maximale Höhe eines Siphons vom Luftdruck abhängt und etwa 10 m auf Meereshöhe beträgt. Diese Grenze entsteht, weil der Druck in einem Siphon oberhalb des oberen Reservoirspiegels unter dem Umgebungsdruck liegt und wenn die Höhe eines Siphons 10 m erreicht, der Druck am Scheitel des Siphons unter den Dampfdruck von Wasser fällt, was zum Sieden und Brechen des Wassers führt die Kolumne. Nach dem Brechen werden die Säulen auf beiden Seiten durch den Differenzdruck zwischen der Umgebung und dem Niederdruckbereich an der Oberseite des Siphons gestützt. Hier berichten wir über ein Experiment mit einem Siphon, der auf Meereshöhe in einer Höhe von 15 m, deutlich über 10 m, betrieben wird. Eine vorherige Entgasung des Wassers verhinderte Kavitation. Dieses Experiment liefert schlüssige Beweise dafür, dass Siphons durch Schwerkraft und molekularen Zusammenhalt funktionieren.

Obwohl der Siphon seit der Antike verwendet wird, ist die Funktionsweise umstritten1,2,3,4,5,6. Es wurden zwei konkurrierende Modelle vorgeschlagen: eines, bei dem davon ausgegangen wird, dass Siphons durch Schwerkraft und atmosphärischen Druck funktionieren, und ein anderes, bei dem Schwerkraft und Flüssigkeitskohäsion berücksichtigt werden. Der wichtigste Beweis für das Atmosphärenmodell ist, dass die maximale Höhe eines Siphons ungefähr der Höhe einer Flüssigkeitssäule entspricht, die durch den barometrischen Umgebungsdruck getragen werden kann. In diesem Modell wird ein Siphon als zwei hintereinander liegende Barometer betrachtet. Ein weiterer Beweis für das Atmosphärenmodell ist die Tatsache, dass eine Siphonströmung mit einer Luftblase im Inneren des Rohrs auftreten kann, sodass keine physikalische Verbindung zwischen den Wassermolekülen besteht. Belege für das Schwerkraft-Kohäsionsmodell sind, dass Siphons nachweislich unter Vakuumbedingungen arbeiten7,8,9 und das Modell ein merkwürdiges wasserfallartiges Merkmal erklären kann, wenn ein Siphon nahe der barometrischen Grenze arbeitet10.

Beide Siphonmodelle – atmosphärisches und Kohäsionsmodell – sagen voraus, dass die maximale Höhe eines Siphons vom Umgebungsluftdruck abhängt. Beim atmosphärischen Modell ist der Druck der Atmosphäre erforderlich, um die Wassersäule zusammenzuhalten. Im Kohäsionsmodell wird die Grenze dadurch erklärt, dass der Druck an der Spitze des Siphons bei der gegebenen Temperatur unter den Dampfdruck von Wasser fällt, so dass es zu Kavitation kommt, d. h. das Wasser beginnt zu sieden, wodurch die Säule zerbricht.

Das Kohäsionsmodell sagt jedoch voraus, dass die barometrische Höhengrenze überschritten werden kann, wenn Kavitation verhindert werden kann. Der Grund für den Zusammenhalt liegt darin, dass Oberflächen Energie kosten und die Wasser-/Luftoberfläche nicht anders ist. Bei Wasser wird die Oberflächenenergie oft als Oberflächenspannung bezeichnet. Die Oberflächenenergie der Wasser-Luft-Grenzfläche beträgt 0,072 J/m2. Aufgrund der Energie der Blasenoberfläche kostet die Bildung von Blasen im Wasser Energie. Damit eine Blase stabil ist, muss sie entweder durch den Innendruck eines Gases oder durch die entsprechende Spannung (Unterdruck) im Wasser gestützt werden. Für Gas in einer Blase ist der Druck (P) durch (1) gegeben. Diese Gleichung11 ist für ein ideales Gas exakt, für ein reales Gas jedoch eine Näherung.

wobei γ die Oberflächenenergie (J/m2 oder N/m) und r (m) der Blasenradius ist. Ein guter Richtdruck ist der atmosphärische Druck, der = 1,013 × 105 Pa (N/m2) beträgt. Ein Innendruck von einer Atmosphäre (oder eine entsprechende Spannung im Wasser) könnte eine Blase mit dem Radius r tragen, wobei:

Das heißt, ein Innendruck von einer Atmosphäre wird durch eine Blase mit einem Radius von 1,42 μm (einem Durchmesser von 2,8 μm) erzeugt. Entsprechend würde für eine leere Blase mit einem Durchmesser von 2,8 μm eine Spannung auftreten, die der Unterstützung einer Atmosphäre entspricht. Eine kleinere Blase würde eine größere Wasserspannung unterstützen und eine größere Blase würde eine geringere Wasserspannung unterstützen. Eine Blase mit einem Durchmesser von 2,8 nm könnte einer Wasserspannung von 1000 Atmosphären (100 MPa) standhalten.

Viele Experimente wurden durchgeführt, um die Zugfestigkeit von Wasser zu messen12,13,14,15,16,17,18,19,20und es wurden Werte von bis zu –150 MPa erreicht21. Alle diese Experimente wurden an statischen Proben durchgeführt. In diesem Artikel berichten wir zum ersten Mal über einen Siphon, der oberhalb der barometrischen Grenze bei Umgebungsatmosphärendruck arbeitet. Damit demonstrieren wir den Volumenstrom von Wasser unter Spannung.

In einem ersten Experiment wurden 60 ml normales Leitungswasser mit einer 4 ml Silikonöl-Abdeckschicht über einen Zeitraum von mehr als drei Wochen unter einem Vakuum von <10−3 Pa gehalten. Während des anfänglichen Entgasungsprozesses wurden erhebliche Gasmengen sowohl aus der Wasserschicht als auch aus der Deckschicht freigesetzt. Dieser Vorgang wird üblicherweise dem Sieden zugeschrieben, aber wie in den folgenden Abschnitten dargelegt wird, ist dieser Effekt ausschließlich auf gelöste Gase zurückzuführen, die aus dem Wasser austreten. Eine kleine Menge Wasser (ca. 2 ml) verdampfte aus dem ursprünglichen Volumen, hauptsächlich aufgrund der Freilegung der Wasseroberfläche, wenn große Blasen durch die Deckschicht strömten.

Sobald das Wasser und die Deckschicht vollständig entgast waren, kam es zu keinem weiteren Flüssigkeitsverlust. Nachdem das Schiff für kurze Zeit auf Atmosphärendruck zurückgekehrt war, führten nachfolgende Evakuierungen nicht dazu, dass sich mehr Gas aus dem Wasser entwickelte (Videosequenz 1). Durch das mehrstündige Zurücksetzen des Behälters auf Umgebungsluftdruck konnte das Gas jedoch wieder in die Ölschicht und über einen längeren Zeitraum in das darunter liegende Wasser absorbiert werden. Beim erneuten Evakuieren des Behälters wurde dieses Gas wieder freigesetzt.

Im nächsten Experiment wurde die Kohäsionsfestigkeit von Wasser mithilfe eines einfachen umgekehrten U-Rohrs getestet, dessen Boden nach Art eines Barometers einem Vakuum ausgesetzt war (Abb. 1). Zunächst wurde das U-Rohr unterhalb der Flüssigkeitsoberfläche platziert, während das Glasgefäß evakuiert und alle Gase von oben und aus den Flüssigkeiten vollständig entfernt wurden. Als der Partialdruck im Inneren des Behälters auf 7,5 ± 0,05 × 10−1 Pa sank, wurde das U-Rohr angehoben, indem die Spitze des Rohrs auf eine Höhe von 300 mm über der Öloberfläche angehoben wurde. Da die Dichte des Öls geringfügig unter der von Wasser liegt, wurde angenommen, dass die Öloberfläche nahe an einer hypothetischen Wasser-Vakuum-Grenzfläche liegt. Es wurde beobachtet, dass das Wasser eine kontinuierliche Säule bildete, ohne dass sich am oberen Ende des Rohrs Blasen/Hohlräume bildeten (Abb. 2). Das umgekehrte U-Rohr wurde dann für einen Zeitraum von mehr als vier Wochen in dieser Position gehalten. Nach dieser Zeit wurde das U-Rohr weiter gekippt, so dass sich die Spitze 400 mm über der Oberfläche befand, während der Partialdruck über der Flüssigkeit auf 5 ± 0,05 × 10−3 Pa reduziert wurde. In dieser Position wurde beobachtet, dass sich die Wassersäule befand Stabil, auch nach mehreren Stunden ist keine Blasenbildung im U-Rohr zu erkennen.

Oberes Bild: Versuchsapparatur zur Entgasung von Wasser; Rechtes Bild: Erweiterte Ansicht des McLeod Gauge; Unteres Diagramm: Der 100-ml-Glasmesszylinder mit Graduierung ist mit 60 ml Wasser gefüllt und mit 5 ml Öl verschlossen und steht auf einer kleinen Plexiglasschale über der Turbomolekularpumpe. Manometer sind mit 1) APG-M-NW16, 2) AIM-S-NW25 und McLeod gekennzeichnet.

Diagramm eines wassergefüllten U-Rohr-Barometers.

Die untere Abbildung zeigt die Position während der Evakuierung und Entgasung des Wassers mit einer Ölabdeckschicht und die obere Abbildung zeigt das in Position geneigte U-Rohr, während die Basis unter Vakuum gehalten wird.

Um die Fähigkeit von Wasser zu testen, den Zusammenhalt unter Fließbedingungen aufrechtzuerhalten, wurde ein Glassiphon so konstruiert, dass beide Reservoirs unter Hochvakuum gehalten werden konnten (Abb. 3), ähnlich wie zuvor von Noaks8 durchgeführt. Bei dieser Anordnung war während des Entgasungsvorgangs das U-Rohr unterhalb des Öls angebracht und der Flüssigkeitsstand in beiden Behältern war bei jeweils halber Füllung gleich. Als das U-Rohr dann in eine vertikale Position angehoben wurde, ermöglichte ein Positionsversatz, dass ein Behälter weiter anstieg als der andere, was zu einem kleinen Höhenunterschied führte. Während sich das U-Rohr zunächst in der unteren Position befand, wurde das Wasser auf einen Partialdruck von 9,5 ± 0,05 × 10−1 Pa entgast. Der Scheitelpunkt des U-Rohrs befand sich 300 mm hoch und es wurde beobachtet, dass Wasser aus der höheren Kammer dorthin floss die untere über das Siphonrohr in die untere Kammer (Videosequenz 2).

Foto eines U-Rohr-Barometers unter Vakuum.

Die Druckwerte sind in Pa angegeben und die Höhe der Spitze beträgt 300 mm über der Flüssigkeitsoberfläche.

Während die Strömung unabhängig vom atmosphärischen Druck innerhalb des Siphons initiiert wurde, wurde festgestellt, dass die Bewegung der Reservoirs zwischen den statischen und fließenden Bedingungen Oberflächen freilegte, die zuvor mit Wasser bedeckt waren. Dabei wurde beobachtet, dass der Druck im Vakuumbereich auf über 103 Pa anstieg. Da man erkannte, dass dies einen grundlegenden Fehler darstellte, wurde bei diesem und früheren Versuchen anderer, einen Wassersiphon unter Vakuumbedingungen herzustellen, davon ausgegangen, dass es sich um einen Siphon mittlerer Länge handelte konnte die Auswirkungen des Dampfdrucks auf die Stützung der Säule nicht abschließend ausschließen.

Um die Auswirkungen des auf die Flüssigkeitssäule wirkenden Außendrucks zu minimieren, wurde ein zweiter Siphon konstruiert, der unter atmosphärischen Bedingungen mit einer Höhe über der nominellen barometrischen Grenze von 10 m betrieben wird und mit Wasser entgast wird, das mit einem Vakuumexsikkator entgast wurde (Abb. 4). .

Diagramm eines Wassersiphons unter Vakuum.

Die untere Abbildung zeigt die Position während der Evakuierung und Entgasung des Wassers mit der Ölabdeckschicht und die obere Abbildung zeigt die Position des Siphons in geneigter Position, wobei Flüssigkeit vom oberen zum unteren Behälter fließt, während jeder Behälter unter Vakuum gehalten wird.

Die Siphonhöhe, definiert als der vertikale Abstand zwischen der Wasseroberfläche im oberen Reservoir und der Spitze des Rohrs, begann bei 1498 ± 2 cm und stieg auf 1504 ± 2 cm (Abb. 5). Der Luftdruck während des Experiments betrug 99,8 ± 0,1 kPa. Der Versuch wurde mehrmals wiederholt und ein Beispiel ist im zugehörigen Zusatzvideo (Videosequenz 3) zu sehen. Nach dem Öffnen beider Hähne an der Basis des vorgefüllten Siphons konnte beobachtet werden, dass Wasser nur aus dem unteren der beiden Siphonschenkel floss (Videosequenz 4). Ungefähr 400 ml Wasser flossen in 850 s vom oberen zum unteren Reservoir, was einem Durchfluss von 4,7 ± 0,05 × 10−7 m3 s−1 und einer Durchschnittsgeschwindigkeit von 1,7 ± 0,05 × 10−2 m s−1 entspricht.

Diagramm eines Siphons, der höher ist als die barometrische Grenze, wobei die Behälter zur Luft hin offen sind.

Das Wasser im oberen Reservoir ist mit einer 5 mm dicken Schicht Silikonöl bedeckt. Am Scheitelpunkt wird eine Rolle verwendet, um die Länge des Rohrs zu stützen und Knicke im Rohr zu verhindern.

Um die Auswirkungen der Kapillarwirkung auf das Anheben des Wassers im Siphonrohr zu messen, wurde ein Ende des leeren Siphonrohrs in das entgaste Wasser eingetaucht, das zur Luft hin offen war, während das andere offene Ende des Rohrs festgehalten wurde über dem Flüssigkeitsspiegel. Da kein Unterschied zwischen den Flüssigkeitshöhen innerhalb und außerhalb des Nylonrohrs beobachtet werden konnte, wurde davon ausgegangen, dass die Kapillarwirkung beim Siphonvorgang keine wesentliche Rolle spielt.

Die Fähigkeit, Wasser vollständig zu entgasen, stellte schon immer eine große Herausforderung bei der Durchführung von Experimenten zur Untersuchung der Zugfestigkeit von Flüssigkeiten dar. Es ist allgemein bekannt, dass die große Varianz, die sowohl innerhalb als auch zwischen verschiedenen Methoden zur Untersuchung der Eigenschaften von Wasser beobachtet wird, auf die unvorhersehbare Natur der darin gelösten Gase zurückzuführen ist22. In Wasser, das frei von allen gelösten Gasen ist, bilden sich Blasen nur dann, wenn die Energie, die bei der Bildung eines Hohlraums gewonnen wird, größer ist als die Bindungsenergie der umgebenden Moleküle.

Die Hohlraumbildung im vollständig entgasten Wasser stellt somit die Grenze des Zusammenhalts der Wassermoleküle dar. Von den verwendeten Methoden wie Sieden, Beschallung, Membranentgasung und Gefrierpumpenauftauen gelten im Allgemeinen diejenigen, bei denen Wasser einem Vakuum ausgesetzt wird, als die wirksamsten zur Entfernung aller gelösten Gase. Dies kann durch Extrapolation auf die Grenze des Henryschen Gesetzes verstanden werden

Dabei ist C die Löslichkeit eines Gases bei einer festen Temperatur in einem bestimmten Lösungsmittel, k die Henry-Konstante und Pgas der Partialdruck des Gases über der Flüssigkeit. Dementsprechend sollte bei Nulldruck auch die Menge an gelöstem Gas Null sein. Aufgrund praktischer Zwänge ist es jedoch schwierig, über der Oberfläche Drücke zu erreichen, die weit unter dem Dampfdruck liegen, der für Wasser bei 20 °C etwa 2,33 kPa beträgt und daher immer einige gelöste Gase vorhanden sind.

Bei Temperaturen über dem Gefrierpunkt und unter dem Siedepunkt werden die Bindungen zwischen benachbarten Wassermolekülen an der Flüssigkeits-Luft-Grenzfläche kontinuierlich aufgebrochen und neu gebildet. Dieser ständige Austausch zwischen austretenden und wieder zusammenkommenden Molekülen ist bei Atmosphärendruck und Raumtemperatur im Allgemeinen im Gleichgewicht, weshalb wir auf der Erde so reichlich flüssiges Wasser sehen. Sobald jedoch der Druck über der Grenzfläche sinkt oder die Temperatur der Flüssigkeit darunter steigt, verschiebt sich das Gleichgewicht und Wassermoleküle gehen im Durchschnitt aus der Hauptflüssigkeit verloren.

Eine einfache Methode zur Überwindung von Wasserverlusten besteht darin, die Energiebarriere an der Wasseroberfläche zu ändern, indem eine Schicht einer nicht mischbaren Flüssigkeit über der Wasseroberfläche aufgetragen wird. Durch das Schweben einer Flüssigkeit mit niedrigem spezifischem Gewicht und extrem niedrigem Dampfdruck über dem Wasser sind Moleküle an der Grenzfläche nicht in der Lage, das Wasser zu verlassen und durch die Deckflüssigkeit an die Oberfläche zu wandern. Dadurch wird der Verdunstungsverlust, der normalerweise unterhalb des Wasserdampfdrucks auftritt, erheblich reduziert, wenn nicht sogar ganz aufgehoben.

Nach der anfänglichen Entgasung des Wassers gab es keinen weiteren Verdunstungsverlust oder Kavitation innerhalb der Hauptflüssigkeit oder an irgendeiner Grenzfläche, wenn der Umgebungsdruck unter 10−3 Pa lag. Es könnte jedoch argumentiert werden, dass das Öl eine nach unten gerichtete Kraft auf das Wasser ausübte Würde man den Druck über den Dampfpunkt erhöhen, würde das Öl bei einer Deckschicht von nur 5 mm zu einem Abwärtsdruck von weniger als 43 Pa beitragen.

Es wurde auch beobachtet, dass die Wasseroberfläche während der Entgasungsphase mit Öl bedeckt war und die Temperatur, gemessen mit einem Quecksilberthermometer, nur dann abfiel, wenn die Wasseroberfläche dem Vakuum ausgesetzt wurde, wie es bei der Explosion großer Blasen der Fall war Oberfläche. Die Temperatur des Wassers würde dann im Laufe der Zeit allmählich ansteigen und wieder die Umgebungstemperatur des Labors erreichen. Dieser sehr langsame Temperaturanstieg wurde teilweise auf Strahlungsenergie durch die Plexiglasfront der Kammer zurückgeführt, hauptsächlich jedoch auf Wärmeleitung durch die Vorrichtung. Es wurde beobachtet, dass die Wassertemperatur über einen Zeitraum von drei Wochen unter Vakuum konstant bei etwa 21 °C blieb.

Dieses überraschende Verhalten lässt sich durch die Betrachtung der Verdunstungsdynamik erklären, bei der im Durchschnitt die energiereichsten Moleküle dazu neigen, die Oberfläche zuerst zu verlassen. In diesem Fall kann durch die Erhöhung der Energiebarriere an der Oberfläche keine Verdunstung stattfinden, sodass das System bei konstanter Temperatur kaum oder gar keine Nettoenergie verliert. Folglich wirkt das Öl zwar als wirksame Barriere gegen den Wasserverlust durch Verdunstung, verhindert jedoch nicht den Gastransport in beide Richtungen und verändert den Druckgradienten innerhalb der Flüssigkeit nicht wesentlich. Folglich zeigen diese Experimente, dass exponiertes Wasser zwar erwartungsgemäß bei niedrigen Partialdrücken verdampft, bei Raumtemperatur jedoch selbst bei extrem niedrigen Umgebungsdrücken keine innere Kavitation oder nukleiertes Sieden auftritt.

Für einen Siphon mit gelösten Gasen beträgt die maximale Höhe (hm) eines Siphons

Dabei ist P0 der atmosphärische Umgebungsdruck, Pv der Dampfdruck von Wasser, v die mittlere Geschwindigkeit des Wassers und die anderen Symbole sind wie zuvor in diesem Artikel definiert. Der Ausdruck für das Atmosphärenmodell ist derselbe wie Gleichung (3), außer dass kein Pv-Term vorhanden ist.

Der Siphon in dem in dieser Arbeit beschriebenen Experiment arbeitete eindeutig oberhalb der barometrischen Grenze, die bei dem gegebenen barometrischen Druck 10,18 ± 0,01 m für das Atmosphärenmodell und 9,94 ± 0,01 m für das Kohäsionsmodell betrug (ohne Berücksichtigung des vernachlässigbaren Geschwindigkeitsterms). Daher ist es offensichtlich, dass der atmosphärische Druck beim Transport des Wassers über die Spitze des Siphonrohrs keine Rolle spielt. Daher ist klar, dass für Situationen, in denen keine Kavitation auftritt, eine neue Gleichung für die maximale Höhe eines Siphons erforderlich ist.

Die neue Gleichung ist viel einfacher und ist

wobei TSw die Zugfestigkeit von Wasser ist. Wenn beispielsweise die Zugfestigkeit einer Wasserprobe 1 MPa beträgt, beträgt die maximale Höhe eines Siphons etwa 100 m. Im Falle des Siphons dieses Experiments können wir sagen, dass die Zugfestigkeit des Wassers größer als −0,15 MPa war.

Extrapoliert man diese Ergebnisse selbst aus den konservativsten experimentellen Messungen der Spannung, unter der Kavitation auftritt, ist es möglich, dass die Kohäsionsfestigkeit von vollständig entgastem Wasser in der Lage ist, eine kontinuierliche vertikale Säule von mehr als mehreren hundert Metern zu tragen. Obwohl das hier durchgeführte Experiment nicht annähernd die vorhergesagte absolute Grenze erreichte, gibt es doch Aufschluss über die Stabilität von fließendem Wasser unter Zugspannung und die Möglichkeit, Geräte mit geeigneten Abmessungen zu konstruieren, um eine solche Grenze zu testen. Diese Experimente stützen auch die Kohäsions-Spannungs-Theorie des Saftaufstiegs in Bäumen. Es wäre interessant, weitere Experimente durchzuführen, um zu sehen, ob es möglich ist, einen Fließsiphon in über 100 m Höhe zu betreiben. Wenn am Scheitelpunkt eines Siphons Spannungen bis zur Übergangsspannung von mehreren 100 bar aufrechterhalten werden können, dann sollte ein Siphon grundsätzlich bis zu einer Höhe von mehreren Kilometern funktionieren. Es wäre jedoch schwierig, dies experimentell zu überprüfen, da ein Hubschrauber oder UAV mit einer Decke von mehreren Kilometern erforderlich wäre, das mehrere Kilogramm wassergefüllter Rohre und Kabel tragen kann, die den Siphon tragen. Es wäre auch interessant, das Experiment mit einem Rohr mit größerem Durchmesser zu wiederholen. Angesichts der vielen Anomalien von Wassermassen23 wäre es interessant, die physikalischen Eigenschaften von Wasser im Unterdruckbereich eines Siphons über 10 m zu untersuchen.

Bei früheren Versuchen, Wasser in Behältern aus Materialien wie Metall und Gummi zu entgasen, wurde beobachtet, dass die Oberflächen als wirksame Keimbildungsstellen fungierten, was zu kontinuierlicher Blasenbildung und Wasserverlust führte. Daher wurden in den hier beschriebenen Experimenten Glas oder Nylon für Oberflächen verwendet, die mit dem Wasser in Kontakt kamen. Um die Beobachtung zu erleichtern, wurde ein roter wasserlöslicher Farbstoff (Rhodamine 640 Perchlorate, Exciton Inc.) verwendet, nachdem jedes Experiment zunächst mit unbehandeltem Leitungswasser durchgeführt wurde. In allen nachfolgenden Experimenten gab es keinen merklichen Unterschied in den beobachteten Keimbildungs-/Entgasungsraten oder im erreichten absoluten Druck zwischen dem normalen Leitungswasser und dem gefärbten Wasser. Da der Farbstoff in Öl nicht löslich war, blieb die Deckschicht durchgehend transparent und farblos.

Für das erste Experiment wurden Vakuumdruckmessungen mit drei unabhängigen Messgeräten durchgeführt, die an der Seite des Plexiglas-Vakuumbehälters angebracht waren (Abb. 1). Die Vakuummessgeräte befanden sich auf der anderen Seite der Kammer, so dass die Druckmesswerte unabhängig von etwaigen molekularen Strömungen zwischen der Öl-/Wasseroberfläche und der Vakuumpumpe waren und somit der statische Druck in der Kammer gemessen wurde. Die drei Messgeräte bestehen aus einem Edwards Active Priani Gauge (APG-M-NW16), einem Edwards Active Inverted Magnetron Gauge (AIM-S-NW25) und einem Edwards Vacustat McLeod Gauge mit Betriebsbereichen von Atmosphäre bis 1 × 10−2 Pa, 1 bis 1 × 10−6 Pa bzw. 10 bis 0,01 mm Hg jeweils. Um einen vollständigen Druckbereich bereitzustellen, sobald der Druck in der Kammer unter die Betriebsgrenze des Pirani-Manometers gefallen war, wurde das AIM-Manometer zur Aufzeichnung des Drucks verwendet. Zur unabhängigen Überprüfung der beiden elektronischen Messgeräte wurde außerdem ein mit Quecksilber gefülltes Edwards Vacustat McLeod-Messgerät an der Kammer angebracht. Das McLeod-Messgerät war zwar weniger genau als die beiden elektronischen Messgeräte, konnte aber zeigen, dass das Vakuum in einer ähnlichen Größenordnung lag und dass die elektronischen Messgeräte nicht übermäßig durch Wasser in der Teilatmosphäre beeinflusst wurden.

Im ersten Entgasungsexperiment wurden 60 ml normales Leitungswasser in einem 100-ml-Messzylinder in einer Vakuumkammer mit Plexiglas-Front gehalten (Abb. 1). Um Temperaturänderungen während des Evakuierungsprozesses zu messen, wurde ein kalibriertes (−10 bis 100 °C) mit Quecksilber gefülltes Glasthermometer in das Wasser im Messzylinder gegeben. Eine 5 mm dicke Schicht der Diffusionspumpenflüssigkeit Satorrlene Normal (Duravac Products Ltd) (mit einem gesättigten Dampfdruck von 3,2 × 10−6 Pa bei 25 °C, einem spezifischen Gewicht von 0,863 g/cm3 bei 25 °C und einer Viskosität von 60 mPa·s bei 40 °C °C) wurde dann über Wasser geschwommen. Da die beiden Flüssigkeiten nicht mischbar sind, bildete das weniger dichte Silikonöl eine sichtbare Deckschicht über der Wasseroberfläche. Sobald das Wasser vollständig mit einer Ölschicht bedeckt war, wurde die Luft aus der Kammer entfernt, indem sie durch ein Loch mit 6 cm Durchmesser im Boden der Kammer evakuiert wurde, in das eine BOC Edwards EXT70 Turbomolekular-Turbovakuumpumpe (B722–01–000) pumpte ist direkt angeschlossen. Beginnend bei atmosphärischem Druck wurde dies durch Öffnen des SP16K Edwards-Schnellventils an der Basis der Turbopumpe erreicht, die über einen 60 cm langen KF25-Vakuumbalg mit einer Edwards 5-Drehschieberpumpe (A653–01–903) verbunden war. Sobald Vakuumdrücke unter 1 Pa erreicht waren, wurde die Turbomolekularpumpe eingeschaltet und der Druck auf unter 1 × 10−3 Pa reduziert.

Als das Volumen über den Flüssigkeiten auf einen Druck unter 3 kPa evakuiert wurde, wurden gelöste Gase sofort mit sehr hoher Geschwindigkeit freigesetzt, was dem Auftreten von Kernsieden nicht unähnlich war. Nach dem ersten Gasausbruch verlangsamte sich die Freisetzungsrate erheblich, und nach vielen Stunden traten gelegentlich immer noch Blasen auf. In Zwischenstadien des Entgasungsprozesses führte der niedrige Partialdruck dazu, dass sich gelegentlich Blasen explosionsartig über die Öloberfläche ausdehnten und das Wasser dem Vakuum aussetzten. Wenn dies geschah, verdampfte eine kleine Menge Wasser an der Oberfläche, was zu weiteren Blasen in einem kontinuierlichen Zyklus führte, was zu einem deutlichen Temperaturabfall führte, der auf dem Thermometer beobachtet wurde. Um ein vollständiges Verdampfen der Probe und ein mögliches Gefrieren des Wassers zu verhindern, wurde das Vakuumgefäß sofort isoliert, bis der Partialdruck anstieg und die Blasenbildung nachließ. Sobald sich die Wasseroberfläche beruhigt hatte und sich über dem Wasser eine kontinuierliche Ölschicht bildete, wurde mit dem Pumpen wieder begonnen.

In späteren Phasen des Entgasungsprozesses war es notwendig, die Vakuumpumpe zu verlangsamen oder vorübergehend anzuhalten, damit sich die Ölschicht neu formieren und Gas austreten konnte, da der Strom kleiner Bläschen durch das Öl es in einen durchsichtigen Schaum verwandelt hatte. Der Pump-Stopp-Pump-Vorgang wurde dann wiederholt, bis das Öl vollständig transparent wurde. Wenn aus keiner der Flüssigkeiten mehr Gasentwicklung beobachtet wurde, wurde der Partialdruck durch Einschalten der Turbopumpe auf <10−3 Pa reduziert.

Für das Experiment mit umgekehrtem U-Rohr und Vakuumsiphon wurden die Drücke mit einem Edwards Priani-Manometer gemessen, das oben an einem kurzen, 400 mm langen, flexiblen, verstärkten Kunststoffschlauch mit einem Innendurchmesser von 6 mm vor zwei mit Gummi abgedichteten Vakuumhähnen angebracht war den Vakuumpumpen und an die Luft. Das Pumpen des Vakuums wurde mit einer Edwards-Diffusionspumpe erreicht, das Vorpumpen erfolgte mit einer ölgefüllten Rotationsvakuumpumpe (Edwards 8). Ohne Anschluss an eine Probenkammer wurde mit einem Edwards-Penning-Messgerät vor der Diffusionspumpe ein Partialdruck von weniger als 10−4 Pa aufgezeichnet. Während der anfänglichen Entgasung der Proben könnte die Vakuumleitung direkt zur Rotationspumpe umgeleitet werden. Die Rotationspumpe wurde auch verwendet, wenn die Probe über längere Zeiträume kontinuierlich gepumpt wurde.

Das U-Rohr-Glasgefäß wurde hergestellt, indem ein 500 mm langes U-Glasrohr mit einem Innendurchmesser von 6 mm mit dem Glasreservoir verbunden wurde. Die Basis des U-Rohrs war so geformt, dass beim vertikalen Anheben der Spitze die Verbindungen zu den Behältern unter der Flüssigkeitsoberfläche blieben. Während des Entgasungsprozesses wurde das U-Rohr von der Oberfläche des evakuierten Volumens nach unten abgewinkelt, sodass im U-Rohr gebildete Blasen frei zur Wasseroberfläche schweben konnten, bevor sie durch das Öl strömten. Es wurde beobachtet, dass sich in späteren Phasen des Entgasungsprozesses im U-Rohr gebildete Blasen ausdehnten und fast die gesamte Länge des Rohrs ausfüllten. Sobald die Blase die Oberfläche erreichte, vereinigten sich die Wassersäulen mit großer Geschwindigkeit wieder, was zu einem lauten Klingeln im Glasgefäß führte und häufig zur Bildung neuer Blasen innerhalb der Säule führte. Nachdem der Entgasungsprozess nach mehreren Stunden abgeschlossen war, wurde die Spitze des U-Rohrs angehoben, während das Volumen über den Flüssigkeiten kontinuierlich mithilfe der Edwards-Rotationspumpe und anschließend bei reduzierten Partialdrücken mithilfe einer Vakuumdiffusionspumpe evakuiert wurde. Eine ähnliche Konstruktion und Entgasungsmethode wurde für den Vakuumsiphon verwendet. Diese Methoden wurden dann für jedes der U-Rohr- und Vakuumsiphon-Experimente wiederholt, wobei dem Wasser Farbstoff zugesetzt wurde.

Um den Siphon oberhalb der barometrischen Grenze zu erzeugen, wurde ein 30 m langes flexibles Nylonrohr mit 6 mm Innendurchmesser (RS-Komponenten) verwendet. An beiden Enden des Rohrs waren zwei Vakuumhähne aus Edelstahl angebracht. Vor dem Befüllen mit dem zuvor entgasten Wasser wurde das Rohr 4 Stunden lang kontinuierlich mit Leitungswasser gespült, um etwaige Ablagerungen aus dem Rohrinneren zu entfernen. Anschließend wurde das Rohr an einem Ende mit den Vakuumpumpen verbunden und 48 Stunden lang kontinuierlich evakuiert, um die Entfernung aller flüchtigen Verbindungen zu ermöglichen. Das Vorbereiten des Rohrs wurde erreicht, indem das geschlossene Ende des evakuierten Rohrs in das entgaste Wasser gelegt wurde. Anschließend wurde es geöffnet, sodass das Wasser im Rohr nach oben fließen konnte, während das andere Ende für das Vakuumsystem offen blieb. Es wurde darauf geachtet, dass bei diesem Vorgang kein Verschlussöl in das Röhrchen gelangt. Sobald das Rohr vollständig mit entgastem Wasser gefüllt war, wurden beide Enden des Rohrs verschlossen, damit der Siphon in Position gebracht werden konnte.

Bevor das Rohr in Position gebracht wurde, wurde der Siphon zunächst umgedreht, sodass sich die Enden des Rohrs am höchsten Punkt und die Biegung am niedrigsten befanden. Dies geschah, um die Zugabe von zusätzlichem entgastem Wasser zu ermöglichen, da das erhöhte Gewicht zu einer leichten Längenausdehnung des Rohrs führte. Sobald das zusätzliche Wasser hinzugefügt wurde, wurde das Rohr wieder umgedreht, wobei die Biegung an der Spitze lag und die Beine gerade nach unten in die Behälter hingen. Um Knicke im Schlauch am Scheitelpunkt des Siphons zu vermeiden, wurde der Schlauch in eine Rolle mit 12 cm Durchmesser eingelegt. Nach dem Vorbereiten wurde ein Ende des Siphons in einen Behälter mit mehr entgastem Wasser gestellt, wobei das andere Ende 30 cm tiefer in ein leeres 1-Liter-Becherglas mündete, wobei beide Behälter zur Luft hin offen waren. Anschließend wurden Hähne an beiden Enden des Rohrs geöffnet, sodass die Flüssigkeit ungehindert über die 14,5 m hohe Steigung in das Unterbecken fließen konnte (Videosequenz 4). Sobald das obere Reservoir fast leer war, wurde das Ende aus der Flüssigkeit gehoben, sodass Luft in den Boden des Röhrchens strömen konnte.

Während des gesamten Siphonvorgangs wurden keine Blasen im Rohr beobachtet, es wurde jedoch beobachtet, dass in den letzten Phasen der Entleerung des Rohrs kleine Blasen aus dem unteren Ende des Siphons austraten. Es wurde angenommen, dass diese Blasen von im Wasserhahn und im Glasgefäß am Boden des Röhrchens eingeschlossener Luft herrühren, die sich durch die schnell fließende Flüssigkeit löste.

Zitierweise für diesen Artikel: Boatwright, A. et al. Die Höhenbegrenzung eines Siphons. Wissenschaft. Rep. 5, 16790; doi: 10.1038/srep16790 (2015).

Eine Korrektur wurde veröffentlicht und ist sowohl der HTML- als auch der PDF-Version dieses Dokuments beigefügt. Der Fehler wurde im Papier nicht behoben.

Wissenschaftliche Berichte 5: Artikelnummer: 16790; Online veröffentlicht: 02. Dezember 2015; aktualisiert: 02. Mai 2017 Wir möchten ein ähnliches Experiment aus dem Jahr 1995 würdigen, das von Andrew K Fletcher (http://inclinedbedtherapy.com) durchgeführt wurde und bei dem ein 48 m langer, mit entgastem Wasser gefüllter Schlauch mit 6 mm Innendurchmesser 24 m vertikal angehoben wurde Brixham-Klippen.

Potter, A. & Barnes, FH Der Siphon. Physik. Educ. 6, 362–366 (1971).

Artikel ADS Google Scholar

Hughes, SW Ein praktisches Beispiel eines Siphons im Einsatz. Physik. Educ. 45, 162–166 (2010).

Artikel ADS Google Scholar

Planinšič, G. & Sliško, J. Die Riemenscheiben-Analogie funktioniert nicht für jeden Siphon. Physik. Educ. 45, 356–361 (2010).

Artikel ADS Google Scholar

Ramette, JJ & Ramette, RW Untersuchte Siphon-Konzepte: ein Kohlendioxid-Gassiphon und Siphons im Vakuum. Physik. Educ. 46, 412–416 (2011).

Artikel ADS Google Scholar

Richert, A. & Binder, PM Siphons, erneut besucht. Physik. Unterrichten. 49, 78–80 (2011).

Artikel ADS Google Scholar

Hughes, SW Der geheime Siphon. Physik. Educ. 46, 298–302 (2011).

Artikel ADS Google Scholar

Minor, RS Würde ein Siphon im Vakuum fließen? Experimentelle Antworten. School Science and Mathematics 12, 152–155 (1914), 10.1111/j.1949-8594.1914.tb16014.x.

Artikel Google Scholar

Noaks, MC Der Siphon. Sch. Wissenschaft. Rev. 29, 233 (1948).

Google Scholar

Boatwright, AL, Puttick, S. & Licence, P. Kann ein Siphon in Vacuo funktionieren? J. Chem. Educ. 88, 1547–1550 (2011).

Artikel CAS Google Scholar

Hughes, SW & Gurung, S. Erforschung der Grenze zwischen einem Siphon und einem Barometer in einer hypobaren Kammer. Wissenschaft. Rep. 4, 4741, 10.1038/srep04741 (2014).

Artikel CAS ADS PubMed PubMed Central Google Scholar

Fréchard, S. et al. Untersuchung von Heliumblasen in martensitischen Stählen durch EELS. J. Nucl. Mater. 393, 102–107 (2009).

Artikel ADS Google Scholar

Henderson, SJ & Speedy, RJ Eine Berthelot-Bourdon-Röhrenmethode zur Untersuchung von Wasser unter Spannung. J. Phys. E: Wissenschaft. Instrument. 13, 778 (1980).

Artikel CAS ADS Google Scholar

Briggs, LJ Begrenzung des Unterdrucks von Wasser. J. Appl. Physik. 21, 721 (1950).

Artikel CAS ADS Google Scholar

Williams, PR & Williams, RL Über ungewöhnlich niedrige Werte der Zugfestigkeit von Wasser. Proz. R. Soc. London. A, 456, 1321–1332 (2000).

Artikel ADS Google Scholar

Herbert, E., Balibar, S. & Caupin, F. Kavitationsdruck in Wasser. Physik. Rev. E. 74, 041603 (2006).

Artikel ADS Google Scholar

Crumb, LA Zugfestigkeit von Wasser. Natur 278, 148–149 (1979).

Artikel ADS Google Scholar

Sedgewick, SA & Trevena, DH Eine Schätzung der ultimativen Zugfestigkeit von Wasser. J. Phys. D: Appl. Physik. 9, L203–205 (1976).

Artikel CAS ADS Google Scholar

Smith, AM Von Oktopussaugern erzeugter Unterdruck: eine Untersuchung der Zugfestigkeit von Wasser in der Natur. J. Exp. Biol. 157, 257–271 (1991).

Google Scholar

Temperley, HNV & Chambers, LLG Das Verhalten von Wasser unter hydrostatischer Spannung: I. Pro. Physik. Soc. 58, 420–436 (1946).

Artikel CAS ADS Google Scholar

Williams, PR, Williams, PM, Brown, SWJ & Temperley, HNV Über die Zugfestigkeit von Wasser unter gepulster dynamischer Beanspruchung. Proz. R. Soc. London. A 455, 3311–3323 (1999).

Artikel CAS ADS Google Scholar

Zheng, Q., Durben, DJ, Wolf, GH & Angell, CA Flüssigkeiten bei großen Unterdrücken: Wasser an der Grenze der homogenen Keimbildung. Wissenschaft. 254, 829–832 (1991).

Artikel CAS ADS Google Scholar

Wagner, W. & Pruss, A. Internationale Gleichungen für die Sättigungseigenschaften gewöhnlicher Wassersubstanz. Überarbeitet gemäß der internationalen Temperaturskala von 1990. J. Phys. Chem. Ref. Daten. 22, 7823 (1993).

Artikel Google Scholar

Pallares, G. et al. Anomalien in der Masse von unterkühltem Wasser bei Unterdruck. PNAS 7936–7941 (2014). www.pnas.org/cgi/doi/10.1073/pnas.1323366111.

Referenzen herunterladen

Die Autoren danken EPSRC für die finanzielle Unterstützung und Dr. Shengfu Yang, Prof. Andrew Ellis und Prof. Anthony Stace FRS für die Nutzung ihrer Vakuumapparatur.

Fachbereich Chemie, University of Leicester, Leicester, LE1 7RH, Großbritannien

A. Bootsbauer

Fakultät für Chemie, Physik und Maschinenbau, Queensland University of Technology (QUT), 2 George St, Brisbane, 4000, Queensland, Australien

S. Hughes & J. Barry

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

AB führte die Experimente durch und schrieb die Arbeit. SH half bei der Überarbeitung der Arbeit und schrieb den theoretischen Abschnitt zwischen den Gleichungen 3 und 4. JB half bei der Überarbeitung der Arbeit und schrieb den Abschnitt über Oberflächenspannung und Blasen.

Die Autoren geben an, dass keine konkurrierenden finanziellen Interessen bestehen.

Dieses Werk ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe nichts anderes angegeben ist; Wenn das Material nicht unter der Creative-Commons-Lizenz enthalten ist, müssen Benutzer die Erlaubnis des Lizenzinhabers einholen, um das Material zu reproduzieren. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Nachdrucke und Genehmigungen

Boatwright, A., Hughes, S. & Barry, J. Die Höhenbegrenzung eines Siphons. Sci Rep 5, 16790 (2015). https://doi.org/10.1038/srep16790

Zitat herunterladen

Eingegangen: 3. März 2015

Angenommen: 14. Oktober 2015

Veröffentlicht: 02. Dezember 2015

DOI: https://doi.org/10.1038/srep16790

Jeder, mit dem Sie den folgenden Link teilen, kann diesen Inhalt lesen:

Leider ist für diesen Artikel derzeit kein Link zum Teilen verfügbar.

Bereitgestellt von der Content-Sharing-Initiative Springer Nature SharedIt

Journal of Mountain Science (2019)

Durch das Absenden eines Kommentars erklären Sie sich damit einverstanden, unsere Nutzungsbedingungen und Community-Richtlinien einzuhalten. Wenn Sie etwas als missbräuchlich empfinden oder etwas nicht unseren Bedingungen oder Richtlinien entspricht, kennzeichnen Sie es bitte als unangemessen.