При больших значениях этого параметра вязкий подслой становится очень тонким, а профиль скорости настолько заполненным, что скорость в ядре почти однородна. Ясно, что в нашем случае при этом достаточно высокими будут значения эффективного рейнольдсова потока массы jи числа Рейнольдса Rev. Анализ уравнения (7.7) для наиболее популярного из эмпирических профилей скорости с n =7 («закон 1/7», характерный для Re0 порядка 105) показывает, что в диапазоне Rev =500-2000 с погрешностью менее 25% Nu ≈ Rev, т.е. выражение в круглых скобках в (7.7) становится близким к единице. С ростом Rev и увеличением n указанное равенство выполняется с возрастающей точностью. Это значит, что реализуется упомянутая выше предельная ситуация, когда рейнольдсов поперечный поток определяется уравнением (7.4), т.е. фактически механизмом молекулярной теплопроводности через паровую пленку. В этом случае интенсивность турбулентного переноса импульса в «холодном» ядре жидкости настолько высока, что обусловленный им рейнольдсов поперечный поток массы гарантированно обеспечивает перенос заданного на стенке (и на поверхности паровой пленки) теплового потока. Представляет интерес то, что при массовых скоростях жидкости rw≥4000 кг/(м2∙с) (когда выполняется условие Rev =500–2000) уравнение (7.7) при n =7 не только качественно соответствует собственным опытным данным [130], но и обнаруживает разумное количественное согласие с ними. Поскольку в уравнение (7.7) не вводилось никаких подгоночных коэффициентов, это говорит в пользу рассматриваемой модели.
Конечно, механизм аналогии Рейнольдса сам по себе обусловлен турбулентным движением жидкости, и рейнольдсов поперечный поток массы неразрывно связан с массовой скоростью основного потока. Опосредованная зависимость интенсивности теплоотдачи от массовой скорости жидкости через показатель степени в эмпирическом профиле скорости неудобна практически. Кроме того, как говорилось выше, обычно используемая связь этого показателя степени с числом Рейнольдса для течения жидкого стержня, граничащего с паровой пленкой на стенке, нуждается в корректировке, скорее всего, в сторону увеличения n, поскольку μп<< μж. Поэтому для получения практически удобного соотношения для теплоотдачи уравнение (7.7) было преобразовано с использованием экспериментальных данных.
Обычно из анализа переноса импульса в пристеночной турбулентной области получают, что рейнольдсов поток равен:
j = rw (ξ/8)/(1 – C2(ξ/8)1/2), где ξ – коэффициент гидравлического сопротивления, C2 – числовой множитель порядка 10. Прямая проверка по опытным данным [130] показывает, что величина j, рассчитанная по предельному соотношению (7.4), приближенно пропорциональна произведению rw(ξ/8), если коэффициент гидравлического сопротивления рассчитывается по формуле Г.К. Филоненко (3.1) по значению Re0. Константа пропорциональности лежит в пределах 2,5-4, т.е. несильно отличается от единицы, что также можно рассматривать как аргумент в пользу адекватности предлагаемой модели реальному процессу. При этом определение рейнольдсова потока массы как j1 = rw(ξ/8) смягчает требования к отсутствию потока массы через границу паровой пленки. Поэтому в рабочем расчетном уравнении используется число Рейнольдса Rev1, определяемое по массовому потоку j1:
Rev1= rw (ξ/8) dг/μп. (7.8)
Уважаемый посетитель!
Чтобы распечатать файл, скачайте его (в формате Word).
Ссылка на скачивание - внизу страницы.