Cтраница 2
Далее, при 925 реакция также протекает неравномерно по всему стержню. Это объяснить трудно, так как оценка критерия для чисто кинетической зоны показывает, что скорость реакции при этой температуре должна соответствовать зоне I. Это едва ли можно отнести за счет температурного градиента в стержне, так как расчеты переноса тепла показывают, что градиент в стержне пренебрежимо мал [85], для того чтобы доставить необходимое тепло реакции при такой низкой скорости реакции. Более того, так как тепло подводится к образцу извне, минимум температуры на некоторой промежуточной точке радиуса ( для того чтобы объяснить минимальное значение скорости реакции на радиус 0 4 см) немыслим. Возможно, предположение о полной внутренней связи пор внутри углеродного стержня неправильно. Если газовый реагент доставляется во внутреннюю область углеродного стержня через большие и маленькие поры, которые не все связаны между собой, то неоднородный профиль пористости при 925 может определяться тем, что в маленьких порах системы реакция протекает в зоне II. В этом случае экспериментальное значение Оэфф, использованное для оценки зоны реакции, определялось бы почти целиком диффузией через систему больших пор и было бы значительно выше того значения, которое нужно было бы использовать для расчета температурной зоны системы малых пор. Если принять, что система пор, через которую проходит газ внутри стержня, ведет себя как система пор с эффективным диффузионным радиусом для всего распределения пор и при этом эффективный коэффициент диффузии для группы пор самых малых радиусов, через которые происходит диффузия, составляет, возможно, одну сотую от коэффициента диффузии для групп самых больших пор, то тогда неоднородная пористость при низких скоростях реакции легко объясняется. [16]
Однако задача усложняется тем, что в большинстве случаев, если диаметр шара не очень мал, значение критерия Маха должно быть большим для того чтобы критерий Кнудсена был достаточно велик для установления скользящего потока. Обычно это означает, что число Маха та. В таком случае существует скачок уплотнения впереди шара ( рис. 10 - 12) и условия позади этого скачка уплотнения должны учитываться при расчете переноса тепла. [17]
В статье [112] решена задача свободноконвектив-ного течения около сферы. На больших расстояниях требуется учитывать инерционные и конвективные члены уравнений. В работе [76] для расчета переноса тепла использован метод асимптотического разложения. Решения уравнений, определяющих течение, выражены в виде рядов по числу Грасгофа, которое принято за параметр разложения. Найдены поля скорости и температуры. [18]
Если картина движения, а следовательно, и теплоотдача начинают зависеть от формы, расположения, размеров стенок, замыкающих среду вокруг источника тепла, то свободное движение называют движением в ограниченном объеме. К этому роду явлений относятся и такие, когда свободные конвективные токи соседних источников тепла ( холода) взаимодействуют друг с другом. Примером может служить свободное движение в щели, противоположные стенки которой поддерживаются при разных температурах. Очевидно, при наличии движения среды в щели расчет переноса тепла сквозь нее по формулам чистой теплопроводности дает заниженный результат. [19]
В статье [112] решена задача свободноконвектив-ного течения около сферы. Показано, что решение чистой задачи теплопроводности, правомерность которого можно было ожидать при очень малых числах Грасгофа, в действительности применимо только на некотором расстоянии а от поверхности сферы, где а г / К. На больших расстояниях требуется учитывать инерционные и конвективные члены уравнений. В работе [76] для расчета переноса тепла использован метод асимптотического разложения. Решения уравнений, определяющих течение, выражены в виде рядов по числу Грасгофа, которое принято за параметр разложения. Найдены поля скорости и температуры. [20]
В статье [165] решены уравнения пограничного слоя на длинной горизонтальной узкой ленте, отклоненной от вертикали. В статье [52] использован интегральный метод для задачи о параметрах переноса в течении над наклонной пластиной с постоянной плотностью теплового потока. В статье [178] предложен новый неавтомодельный метод расчета переноса тепла от наклонной поверхности с заданной плотностью теплового потока. Преобразованные уравнения пограничного слоя решены методом разложения в ряды. Поэтому применимость их решения при больших углах наклона, по-видимому, сомнительна. [21]