Cтраница 4
Это дает основания полагать, что в рассматриваемых условиях паровые пузырьки не выходят за пределы вязкого подслоя, а остаются на стенке, действуя как тепловые трубы микронных размеров. Если предположить, что на контрольной поверхности АА, совпадающей с границей вязкого подслоя, температура равна Ts ( принимается, следовательно, что эта граница проходит в среднем через вершины паровых пузырьков, сидящих на стенке), то предельная плотность теплового потока определяется возможностями однофазной турбулентной конвекции. [46]
Это основное для последующей теории предположение, кажущееся совершенно естественным, иногда вызывает некоторые возражения. В ряде случаев основой для такого мнения служит вызывающая много разногласий теория турбулентной конвекции Малкуса ( 19546) ( о ней см. статьи Таунсенда ( 19626), Спигела ( 1962) и Линдзена ( 1967)), в которой молекулярные константы играют существенную роль при всех г. Влиянию числа Рг на турбулентную конвекцию посвящена также работа Крейчнана ( 1962 а), результаты которой, относящиеся к умеренным значениям Рг, не противоречат выводам настоящей главы. С другой стороны, например, Бюсингер ( 1955) к числу параметров, явно определяющих форму профилей ветра и температуры, отнес также и параметр шероховатости г0, что очень усложнило все его формулы. Еще более далеко идущее предположение принял Лайхтман ( 1944, 1947 а), у которого вместо обычного параметра шероховатости фигурирует явно влияющий на форму профилей параметр г0 размерности длины, зависящий сложным образом и от размеров и формы неровностей поверхности, и от стратификации. [47]
Показано, что разреженная плазма в сильном магнитном поле при наличии продольного тока неустойчива по отношению к волнам дрейфового типа. Эта неустойчивость аналогична токово-конвективной неустойчивости плазмы с конечной проводимостью, с той лишь разницей, что роль столкновений берет на себя затухание Ландау. Турбулентная конвекция, возникающая вследствие такой неустойчивости, приводит к аномальной диффузии плазмы с коэффициентом диффузии порядка бомовского. [48]
Из уравнения ( 18) следует, что тороидальное поле легко получить из полоидального посредством дифференциального вращения: такое крупномасштабное движение обязательно искажает любое полоидальное поле и вытягивает силовые линии в азимутальное поле. Однако для регенерации исходного полоидального поля за счет азимутальной составляющей необходимо, чтобы движения не обладали осевой симметрией. Это безусловно верно для турбулентной конвекции под поверхностью Солнца. [49]
Отсюда следует, что перепад температуры в основной массе жидкости при достаточно больших числах Рэлея становится малым по сравнению с полным изменением температуры, которое происходит, следовательно, вблизи границ. Это объясняет практическую изотермию центральной части конвективных потоков и резкие градиенты Т у границ, что многократно наблюдалось в лабораторных и численных экспериментах. Подобный вывод справедлив и для турбулентной конвекции, хотя там зависимости искомых характеристик от чисел Рэлея другие. [50]
В настоящее время отсутствует удовлетворительное теоретическое описание теплопереноса при турбулентном течении. Этот вопрос интенсивно исследуется экспериментально, однако непосредственной экспериментальной информации пока еще недостаточно. Имеющиеся данные по теплообмену при внутренней и внешней вынужденной турбулентной конвекции приведены в разд. Второй тип зависимости используется для описания данных в более широком диапазоне изменения числа Прандтля. [51]