Efecto termoacústico y sus aplicaciones Guadalupe Huelsz Centro de Investigación en Energía, UNAM A.P. 34. Temixco, Mor. México ghl@cie.unam.mx Resumen El efecto termoacústico a que nos referimos aquí, se lleva a cabo por la interacción de un fluido compresible con paredes sólidas. La energía mecánica de una onda acústica puede convertirse en energía térmica y viceversa. En esta conferencia se presenta una breve introducción sobre la historia del efecto termoacústico y sobre ondas acústicas en fluidos. A continuación se da una explicación cualitativa del efecto termoacústico en sus dos sentidos: producción de sonido en un fluido por gradientes térmicos en la pared sólida en contacto y producción de gradientes térmicos en la pared por el sonido en el fluido. Se presenta la interpretación de Rayleigh a la producción de sonido por efecto termoacústico, la verificación teórica de esta explicación y la verificación experimental. Se hace una breve reseña de las máquinas termoacústicas que se han experimentado. Para concluir se presentan las perspectivas de la tecnología termoacústica. I. Introducción Las primeras observaciones de la producción de sonido a través del calentamiento adecuado en un sistema datan de mediados del siglo XVIII, fueron hechas por los sopladores de vidrio. Ellos emplean un tubo de vidrio largo y delgado, en un extremo se encuentra el vidrio fundido y por el otro extremo, que se encuentra a temperatura ambiente, soplan. Cuando se deja de soplar, el extremo a temperatura ambiente queda abierto y emite un fuerte sonido. Las primeras investigaciones sobre este sistema fueron hechas por Sondhauss en 1850, por lo que ahora esta configuración se conoce con el nombre de Tubo de Sondhauss (ver figura 1). Rayleigh (1896) fue el primero en dar una explicación a este fenómeno, su explicación está en términos de la fase relativa de la oscilación de presión y la entrada de calor al fluido. Él dijo que si se transfiere calor al fluido en el momento de máxima presión aumentará aún más la presión y si se extrae calor en el momento de mínima presión, se disminuirá aún más la presión, por lo que se estará aumentando la amplitud de la perturbación de presión original, es decir la onda acústica será excitada. Si por el contrario la entrada de calor al sistema se da en el momento de mínima presión y la salida de calor en el momento de máxima presión, la onda acústica original será atenuada. El descubrimiento de que la energía de una onda acústica puede convertirse en energía térmica y producir un flujo de calor es mucho más reciente, fue hecha por Merkli y Thomann en 1975. sonido Temperatura extremo cerrado > Temperatura extremo abierto Figura 1. Tubo de Sondhauss. II. Ondas acústicas en fluidos Sabemos que el sonido en un fluido se propaga como una onda de presión y de densidad, y que lejos de las paredes las ondas acústicas en fluidos son longitudinales. Sin embargo, pocos de nosotros pensamos que también existe una perturbación de la temperatura del fluido. Para un sonido de intensidad soportable (menor a 200 Pa) la amplitud de la oscilación de temperatura es menor a 0.1 o C. Aunque esta oscilación de temperatura es pequeña, permite la existencia de los fenómenos termoacústicos. III. Explicación cualitativa Para entender como se da la interacción entre la energía mecánica y la energía térmica en una onda acústica en un fluido en contacto con una pared sólida, supongamos que tenemos un tubo semicerrado con un gradiente axial de temperatura (∇Tm)1, donde el extremo cerrado del tubo tiene una temperatura mayor al extremo abierto. En el aire en su interior existe una onda acústica estacionaria. En este sistema analicemos un volumen de control2 cercano a la pared. Consideraremos dos casos, en el primero el gradiente de temperatura es grande y en el segundo el gradiente es pequeño. En la figura 2a) se muestra el esquema del volumen de control a lo largo de un ciclo para el primer caso. En la primera etapa (1), fluido procedente de una región distante 2X1 que se encuentra a menor temperatura (Tm−2X1∇Tm) entra al volumen de control. Dada su velocidad, se considera que este fluido tuvo poco tiempo para intercambiar calor con la frontera, por lo que su temperatura es prácticamente la de su lugar de procedencia. En esta etapa la presión aumenta y los alrededores hacen trabajo dW1 sobre el volumen de control. En la segunda etapa (2) la velocidad del fluido es nula, la presión es máxima (pm+p1). Al comenzar esta etapa, la temperatura del fluido es la temperatura del lugar de procedencia más el aumento termodinámico debido al aumento de presión (Tm−2X1∇Tm+Taa). En esta etapa, el fluido intercambia calor con la frontera sólida que se encuentra a temperatura Tm. Si el ∇Tm a lo largo del tubo es suficientemente grande (∇Tm>Taa/2X1), la temperatura de la pared sólida es mayor que la temperatura del fluido. En este caso hay un flujo de calor hacia el fluido dQ2. La temperatura del fluido aumenta hasta tener la temperatura de la pared Tm, el aumento de temperatura ocasiona una expansión y el fluido hace trabajo sobre sus alrededores dW2. En la tercera etapa (3), fluido procedente de una región distante 2X1 que se encuentra a mayor temperatura (Tm+2X1∇Tm) entra al volumen de control, este fluido tuvo poco tiempo para intercambiar calor con la frontera, por lo que su temperatura es prácticamente la de su lugar de procedencia. En esta etapa la presión disminuye y el fluido en el volumen de control hace trabajo dW3 sobre los alrededores. En la cuarta etapa (4) la velocidad del fluido es nula, la presión es mínima (pm−p1). Al comenzar esta etapa, la temperatura del fluido es la temperatura del lugar de procedencia menos la disminución debida a la reducción de presión (Tm+2X1∇Tm− Taa) . En esta etapa, el fluido intercambia calor con la frontera sólida que se encuentra a temperatura Tm. La temperatura de la pared sólida en contacto con el fluido es menor que la temperatura de éste, por lo que hay un flujo de calor del fluido hacia la pared dQ4. La temperatura del fluido disminuye hasta tener la temperatura de la pared Tm, la disminución de temperatura ocasiona una contracción, y los alrededores hacen trabajo sobre el volumen de control dW4. En este caso, en el que ∇Tm es suficientemente grande (∇Tm >Taa/2X1), en el 1 Los subíndices m y 1 significan, respectivamente, el valor medio de la variable y la amplitud de la oscilación. En este análisis se utiliza una descripción euleriana, es una adaptación del presentado por Wheatly et al. (1985) donde usan una descripción lagrangiana. 2 momento de máxima presión entra calor al fluido y en el momento de mínima presión sale calor de él; según la explicación de Rayleigh se tiene la condición de excitación de la onda acústica y habrá un producción neta de potencia acústica. Además, en este caso hay un flujo de calor a través del fluido, de la región más caliente a la región más fría del tubo. En la figura 2b) se muestra el esquema del volumen de control a lo largo de un ciclo para el caso cuando ∇Tm es pequeño. La primera etapa (1), es similar al caso anterior. En la segunda etapa (2) de manera similar al caso anterior, la velocidad del fluido es nula, la presión es máxima (pm+p1). Análogamente, al comenzar esta etapa, la temperatura del fluido es la temperatura del lugar de procedencia más el aumento termodinámico debido al aumento de presión (Tm−2X1∇Tm+Taa). En esta etapa, el fluido intercambia calor con la frontera sólida que se encuentra a temperatura Tm. Pero en este caso, como ∇Tm es pequeño (∇Tm <Taa/2X1), la temperatura de la pared sólida en contacto con el fluido es menor que la temperatura de éste, por lo que hay un flujo de calor del fluido hacia la pared dQ2. La temperatura del fluido disminuye hasta tener la temperatura de la pared Tm, la disminución de temperatura ocasiona una contracción del fluido en la que los alrededores hacen trabajo sobre él dW2. La tercera etapa (3) se lleva a cabo de manera análoga al primer caso. En la cuarta etapa (4) la velocidad del fluido es nula, la presión es mínima (pm−p1). Al comenzar esta etapa, la temperatura del fluido es la temperatura del lugar de procedencia menos la disminución debida a la reducción de presión (Tm+2X1∇Tm−Taa), el fluido intercambia calor con la frontera sólida que se encuentra a temperatura Tm. La temperatura de la pared sólida encontacto con el fluido resulta mayor que la temperatura de éste, por lo que hay un flujo de calor de la pared hacia el fluido dQ4. La temperatura del fluido aumenta hasta alcanzar la temperatura de la pared Tm, el aumento de temperatura del fluido ocasiona una expansión del mismo, en ella el fluido en el volumen de control hace trabajo sobre sus alrededores dW4. Por lo tanto, en este caso en el ∇Tm es pequeño o incluso en la dirección opuesta (∇Tm <Taa/2X1), en el momento de máxima presión sale calor del fluido y en el momento de mínima presión entra calor a él. Según el criterio de Rayleigh se tiene la condición de atenuación de la onda acústica. Además, en este caso hay un flujo de calor a través del fluido, desde la región más fría a la región más caliente del tubo, es decir se tiene el modo de bomba de calor, en donde parte de la energía mecánica de la onda se emplea en el flujo de calor de la zona fría a la zona caliente. Con estas explicaciones, podemos concluye que el efecto termoacústico se lleva a cabo en la zona de intercambio térmico entre la onda acústica y la pared, a esta zona se le denomina, capa límite oscilatoria térmica. IV. Verificación de la interpretación de Rayleigh La explicación de Rayleigh a la producción de potencia acústica por efecto termoacústico se puede traducir en un criterio cuantitativo. Si el valor absoluto de la diferencia de fase entre el flujo de calor al fluido y la oscilación de presión (|S|) es menor que ^/2, entonces la onda acústica será promovida, es decir habrá producción de potencia acústica (w>0). De otra forma la onda acústica será atenuada y habrá absorción de potencia acústica (w<0). Utilizando la teoría desarrollada por Rott (1969, 1980) y Swift (1988) para modelar el efecto termoacústico, Huelsz y Ramos (1996) calcularon el valor absoluto de la diferencia de fase entre el flujo de calor al fluido y la oscilación de presión (|S|) y la producción de potencia acústica (w). Demostraron que esta teoría satisface el criterio de Rayleigh, es decir |S|<^/2 ⇔ w>0. Estos autores (Huelsz y Ramos,1995) también demostraron, que en el caso con ondas estacionarias, existe una relación biunívoca entre |S| y el límite, cuando la distancia a la pared tiende a cero, del valor absoluto de la diferencia de fase entre la oscilación de temperatura y la oscilación de presión. De tal manera que lim α > π / 2 ⇔ θ < π / 2 y→ 0 . (1) Esto abrió la posibilidad de poder verificar el criterio de Rayleigh en la configuración de Sondhauss, midiendo la fase relativa entre la oscilación de temperatura y la oscilación de presión (J), para distintas distancias de la pared, para diferentes valores del gradiente axial de temperatura en la pared. (a) (b) Tm−2X1 Tm Tm (1) Tm−2X1 Tm Tm (1) 2X1 dW1W 2X1 dW1W Tm−2X1Tm pm − p1 Tm−2X1Tm pm − p1 Tm Tm (2) (2) dQ2 dW2 dQ2 dW2 Tm−2X1Tm+Taa Tm pm + p1 Tm−2X1Tm+Taa Tm pm + p1 Tm+2X1 Tm Tm (3) Tm+2X1 Tm (3) dW3 −2X1 dW3 −2X1 Tm+2X1Tm pm + p1 Tm+2X1Tm pm + p1 Tm (4) (4) dW4 Tm dQ4 Tm+2X1Tm−Taa Tm pm − p1 Tm dQ4 dW4 Tm+2X1Tm−Taa Tm pm − p1 Figura 2. Esquema del volumen de control a lo largo de un ciclo. a) primer caso, cuando ∇Tm >Taa/2X1, producción de potencia acústica, transferencia de calor de la zona caliente a la zona límy−>0 α [π rad] fría. B) segundo caso, cuando ∇Tm <Taa/2X1, absorción de potencia acústica y transferencia de calor de la zona fría a la zona caliente. Huelsz y Ramos (1998?) construyeron un 1.5 dispositivo experimental para llevar a cabo dichas mediciones y desarrollaron la técnica de medición 1.0 de amplitud y fase de la oscilación de temperatura en ondas acústica, usando la llamada anemometría de hilo frío. Utilizando la técnica 0.5 desarrollada, verificaron experimentalmente el criterio de Rayleigh. Como se observa en la figura 0.0 3, para valores del gradiente axial de temperatura menores a un valor crítico, calculado teóricamente, el valor del límite, cuando la distancia a la pared −0.5 0 1 2 3 4 5 tiende a cero, del valor absoluto de la diferencia de gradT gradT = 0.737 fase entre la oscilación de temperatura y la lim α oscilación de presión es menor a ^/2. En cambio Figura 3. y →0 como función de ∇Tm para valores mayores a dicho gradiente, el valor es . La línea indica la predicción teórica y mayor a ^/2. los círculos los resultados experimentales. mc V. m Máquinas termoacústicas En 1962 Carter y colaboradores iniciaron al búsqueda de mecanismos para mejorar la eficiencia en la producción de sonido por efecto termoacústico, logrando esto al introducir estructuras al interior del tubo. Estas pueden ir desde el simple apilamiento de placas paralelas hasta configuraciones más complejas. Con ello se abrió la puerta al desarrollo de las llamadas máquinas termoacústicas, primero de motores y posteriormente al descubrimiento de Merkli y Thomann (1975), también a refrigeradores. Apartir de los años ochentas se empezaron a diseñar y construir máquinas termoacústicas de ondas acústicas estacionarias (Swift, 1995), posteriormente se han hecho máquinas con ondas viajeras (Swift, 2000). VI. Perspectivas de la tecnología termoacústica Las máquinas termoacústicas compiten con las tecnologías ya existentes. La ventaja de esta tecnología es su bajo costo de capital y de operación, para una misma eficiencia. Sin embargo, hasta el momento no se prevé que puedan alcanzar altos valores de eficiencia (Swift, 2000). Actualmente en nuestro país, existen dos grupos dentro de la Universidad Nacional Autónoma de México que trabajamos en este campo, uno en el Centro de Investigación en Energía y otro en el Centro de Instrumentos en Ciudad de México. Referencias Carter, R.L., White, M and Steele, A.M. 1962 Private communication. Citado por Swift (1988). Huelsz, G. and Ramos, E. 1995 Int. Comm. Heat Mass Transf. 22(1), 71−80. Huelsz G. and Ramos E. 1996 J. Non Equilibrium Thermodynamics, 21(3), 278−284. Huelsz, G. and Ramos, E. 1998 J. Acoust. Soc. Am., 103(3), 1532−1537. Huelsz, G. and Ramos, E. 1999 J. Acoust. Soc. Am. 106(4), 1789−1793. Merkli, P. and Thomann, H. 1975 J. Fluid Mech. 70(1), 161−177. Rott, N. 1969 Zh. Angwe. Math. Phys. 20, 230−243. Rott, N. 1980 Adv. App. Mech. 20, 135−175. Swift, G.W. 1988 J. Acoust. Soc. Am. 84(4), 145−1180. Swift, G.W. 1995 Physics Today. 48(7), 22−28. Swift, G.W. 1999 Documento interno de Los Alamos National Laboratory LA−UR 99−895. http://www.lanl.gov/projects/thermoacoustics/Book/index.html