Cтраница 3
Следуя принципу полной кинетической аналогии процессов переноса импульса и массы, отметим, что аналогичны и принципы интенсификации этих процессов с тем лишь замечанием, что для капельных жидкостей значение числа Se имеет порядок 103, а отношение 8 / 6 a Se-1 / / 3, откуда следует, что характерные хронометрические масштабы процесса переноса массы на порядок меньше масштабов переноса импульса. Это означает, что хронометрический масштаб сайта воздействия на процессы переноса массы должен быть в десять раз меньше, чем параметры метрики сайта воздействия на процессы переноса импульса. [31]
Следуя принципу полной кинетической аналогии процессов переноса импульса и массы, отметим, что аналогичны и принципы интенсификации этих процессов с тем лишь замечанием, что для капельных жидкостей значение числа Se имеет порядок 10, а отношение 6 / 6 5е - 1 / / 3, откуда следует, что характерные хронометрические масштабы процесса переноса массы на порядок меньше масштабов переноса импульса. Это означает, что хронометрический масштаб сайта воздействия на процессы переноса массы должен быть в десять раз меньше, чем параметры метрики сайта воздействия на процессы переноса импульса. [32]
Если viV2, то такие молекулы при столкновениях с частицами слоя А ускоряют свое упорядоченное движение, а молекулы слоя А - - - замедляют. При переходе молекул из быстрее движущегося слоя А в слой В они переносят большие импульсы m0vi и соударения между молекулами приводят к ускорению упорядоченного движения молекул слоя В. В результате этих процессов переноса импульсов молекул между слоями А и В возникают силы трения, направленные, как уже сказано выше, по касательной к поверхности соприкосновения слоев. [33]
Более полное описание теплового режима горения газового факела может быть проведено на основе схемы реакционного слоя конечной толщины. Согласно этой модели в пограничном слое выделяется очень узкая зона, в которой реагируют исходные компоненты. Вне ее во всем поле течения осуществляются только процессы переноса импульса тепла и вещества. В первом приближении можно - принять, что горение локализовано в области максимальных температур. [34]
В ней линеаризованные уравнения Навье - Стокса для пульсаций скорости упрощались за счет того факта, что в области вязкого подслоя отсутствует нормальный градиент пульсаций давления. При этом подслой рассматривался как узкая область типа пограничного слоя, реагирующая на турбулентные флуктуации давления, которые создают известную движущую силу для процесса переноса импульса в подслое. [35]
В кинетической теории газов известны методы ( см., например: [194]), позволяющие осуществить непосредственное обобщение выведенного в данном разделе уравнения (7.1.13) для одночастич-ной функции распределения на случай плотных газов. Получаемое при этом кинетическое уравнение включает в себя так называемый интегральный оператор Энскога, представляющий собой непосредственное обобщение оператора Больцмана. В соответствующих же формулах, используемых при построении так называемого модифицированного уравнения Больцмана, от указанного допущения отказываются, что позволяет более точно учесть влияние конечных размеров молекул на процессы переноса импульса и энергии при столкновении молекул. [36]
Инженеры не могли ожидать плодов перечисленных выше работ, хотя, конечно, они повлияли на их мышление. На том, относительно примитивном, уровне состояния гидродинамики были необходимы упрощения, которые дали бы возможность рационально объяснить экспериментальные факты. Первое было введено Рейнольдсом ( 1874) и заключалось в уподоблении процессов переноса импульса, диффузии и теплопроводности, происходящих вблизи границы раздела фаз, бомбардировке поверхности раздела жидкостью, оторвавшейся от основного течения и приведенной, по крайней мере частично, к равновесию с поверхностью раздела. [37]
Обсудим результаты, относящиеся к аэродинамике спутных струй с повышенной интенсивностью начальной турбулентности. Закономерности развития таких течений, представляют значительный интерес не только для практических приложений, но и для исследования процесса турбулентного обмена. В связи с последним уместно отметить, что основное внимание при изучении смешения газовых струй, как правило, уделяется определению связи между некоторыми интегральными характеристиками пограничного слоя и параметрами среднего движения. Такое предположение, базирующееся на теории пути смешения, справедливо лишь тогда, когда собственная турбулентность смешивающихся потоков невелика и единственной причиной, вызывающей турбулентный перенос, является наличие сдвигового течения. В общем случае смешения струй с повышенной степенью турбулентности интенсивность обмена определяется не только разностью скоростей. В значительной степени она зависит также и от уровня начальной турбулентности, которая оказывает заметное влияние на процессы переноса импульса, тепла и вещества. Об этом свидетельствуют результаты измерений температуры в газовых струях и пламенах, проведенных при широкой вариации режимных параметров - отношений скоростей, температур и плотностей. Они показывают, что средние величины не определяют однозначно интенсивность турбулентного переноса. Наблюдаемое в ряде экспериментов несоответствие опытных данных, относящихся к одинаковым значениям парметров га и со, связано, в частности, с различием уровней начальной турбулентности, неизбежным при проведении измерений на разных установках. Существенна, что это различие приводит в некоторых случаях не только к количественному расхождению результатов, но и к изменению качественной картины явления. Сказанное относится прежде всего к данным измерений при т ( к определению условий минимального смешения), когда относительное влияние градиентного переноса заметно уменьшается. В таких условиях определение степени влияния начальной турбулентности приобретает первостепенное значение для правильного истолкования результатов. [38]