Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
§ 2. Массообмен сферической частицы при сдвиговом обтеканииМассоперенос к частице в поступательном потоке, рассмотренный в § 1, хорошо моделирует многие реальные процессы в дисперсных средах в случаях, когда основную роль в конвективном переносе играет скорость поступательного движения частиц относительно жидкости (скорость «межфазного скольжения»), а градиенты невозмущенного поля скоростей несущественны, т. е. когда в разложении невозмущенной скорости, представленном формулой (1.1) из введения, преобладающим является первое слагаемое. На практике часто встречаются также случаи, когда частицы практически полностью увлекаются потоком, т. е. скоростью межфазного скольжения можно пренебречь, и определяющим становится конвективный перенос, обусловленный сдвиговым движением потока, которое в случае линейного сдвига описывается вторым слагаемым упомянутой формулы. В таких случаях при исследовании массообмена частицы с потоком удобно связать систему координат с центром тяжести частицы таким образом, чтобы эта система двигалась со скоростью частицы поступательно, а сама частица могла свободно вращаться вокруг начала координат. В случае линейного сдвигового потока невозмущенному полю течения в безразмерных переменных соответствует следующее распределение скорости жидкости на бесконечности:
Здесь и интерпретация элементов Весьма распространенным случаем рассматриваемого движения является простой сдвиг — линейный плоский сдвиговый поток, который определяется соотношениями
Рассмотрим движение сферической частицы в простом сдвиговом потоке (2.1), (2.2). Граничные условия для компонент скорости жидкости имеют вид
Условие (2.3) соответствует невозмущенному полю течения (2.1), (2.2). Условие (2.4) есть условие прилипания на поверхности сферической частицы, в котором принято во внимание, что свободно взвешенная в простом сдвиговом потоке частица вращается с постоянной угловой скоростью, равной угловой скорости вращения потока как твердого тела. При записи уравнений наряду с декартовой будет использоваться сферическая система координат Решение задачи об обтекании расположенной в начале координат сферической частицы простым сдвиговым потоком (2.3), (2.4) в главном приближении метода сращиваемых асимптотических разложений (стоксово приближение) приводит к следующим выражениям для компонент скорости жидкости [130]:
Математическая формулировка задачи о массообмене реагирующей сферической частицы с простым сдвиговым потоком имеет следующий вид:
где Граничное условие (2.8) соответствует протеканию на поверхности частицы реакции первого порядка; в случае диффузионного режима реакции в (2.8) следует перейти к пределу при к Отметим, что в рассматриваемом случае простого сдвигового течения, в отличие от ситуации, рассмотренной в § 1, распределение скорости как в невозмущенном потоке, так и в окрестности частицы не обладает осевой симметрией; аксиальная компонента скорости отлична от нуля, в выражении для всех трех компонент скорости
Как и в случае поступательного потока, решения во внутренней и внешней областях строятся в виде асимптотических рядов
где, как обычно, Решение во внутренней области должно удовлетворять уравнению (2.6) и граничному условию на поверхности сферы (2.8). Распределение концентрации во внешней области определяется следующим уравнением и граничным условием:
которые получены путем перехода в (2.5), (2.6), (2.7) к сжатым (внешним) переменным Неизвестные постоянные, возникающие при решении задач для членов внешнего Нулевой член внешнего разложения равен нулю: Перейдем теперь к определению следующего члена внешнего разложения, порядок которого устанавливается из условия сращивания (1.8), что приводит к равенству
Однопараметрическое семейство решений уравнения (2.12) имеет вид [69, 132]
где
Процедура сращивания нулевого члена внутреннего разложения (1.12) и первого члена внешнего разложения (2.13) с учетом (2.14) дает возможность найти значение фигурирующей в формуле (2.13) константы
что позволяет определить порядок первого члена внутреннего разложения:
Следует отметить, что по аналогии с гидродинамической задачей об обтекании частицы при малых числах Рейнольдса распределение концентрации (2.13), (2.15) соответствует озееновскому приближению и может интерпретироваться как поле концентрации, порожденное точечным источником, интенсивность которого равна Распределение концентрации обладает своеобразными свойствами. В частности, асимптотическое поведение функции Продолжим построение решения во внутренней области. Подставляя двучленное внутреннее разложение первого члена внутреннего разложения:
Из формул (2.13), (2.14) с учетом условия сращивания (1.8) получаем граничное условие на бесконечности для функции
Прямой проверкой нетрудно убедиться, что решение задачи (2.17), (2.18) имеет вид
Таким образом, с точностью до членов порядка
где функция
Второй член в скобках в правой части (2.21) дает поправку к величине интенсивности массообмена, обусловленную сдвиговым течением. Видно, что обтекание сдвиговым потоком приводит к увеличению притока вещества к поверхности реагирующей частицы, пропорциональному корню квадратному из интенсивности сдвига, а зависимость поправочного члена от кинетического параметра Для диффузионного режима реакции на поверхности сферы Последовательное определение членов асимптотических рядов — решений во внутренней и внешней областях может быть продолжено. При этом, как показывает анализ, определение явного вида этих членов наталкивается на серьезные трудности. Однако в выражении для числа Шервуда оказывается возможным получить в аналитической форме еще два слагаемых, не выходя за пределы точности, обеспечиваемой использованием для поля скоростей стоксова приближения (2.5). Из явного вида двучленного внутреннего разложения (2.20) и условия сращивания следует, что
и одинаковым граничным условиям на поверхности частицы
В соответствии со сказанным решение во внешней области можно представить в следующей форме:
где области будет иметь вид
Каждый из членов ряда (2.25) приводит к появлению слагаемого того же порядка в выражении для числа Шервуда. При этом оказывается, что значения этих слагаемых могут быть установлены без знания явного вида функций
где Интегрируя уравнения (2.22) по сфере радиуса
Общее решение уравнения (2.27) имеет вид
где Усредняя (2.25) и используя (2.28), для средней концентрации во внутренней области получаем
Сращивая (2.29) с осредненной по правилу (2.26) асимптотикой распределения концентрации ко внешней области (2.24) при соотношения для констант (учитывая представление
Оставшиеся неизвестными постоянные
Используя формулы (2.29) — (2.31), получаем следующее окончательное выражение для среднего значения концентрации во внутренней области:
Из (2.32) для среднего числа Шервуда находим
Формула (2.33) была получена в работе [79]; она устанавливает аналитическую зависимость среднего числа Шервуда от числа Пекле, кинетического параметра
В формуле (2.34) использована более краткая форма записи ряда (2.33). Из проведенного выше рассмотрения следует, что в задаче о массообмене частицы с простым сдвиговым потоком конкретный вид стоксова распределения поля скоростей вблизи частицы при построении приближенного решения с точностью до членов сведения о поле скоростей невозмущенного потока и порядке величины возмущения скорости на больших расстояниях от частицы. Определение главного и трех последующих членов в приближенной асимптотической формуле для числа Шервуда (2.33) в значительной мере основано на использовании решения задачи о поле концентрации точечного источника единичной интенсивности, находящегося в сдвиговом потоке. Асимптотика этого решения при Указанные свойства и процедура решения сохраняют силу и в общем случае массообмена сферической частицы с произвольным однородным линейным сдвиговым потоком, распределение скоростей которого вдали от частицы имеет вид (2.1). Процедура построения решения в виде внутреннего и внешнего разложений остается прежней. Более сложный вид тензора сдвига проявляется при определении явного вида функций
В общем случае фундаментальное решение уравнения (2.35) (удовлетворяющее условию Используя указанную аналогию и метод трехмерного преобразования Фурье по пространственным координатам в следующем виде [1161:
Здесь
( Выражение (2.36) может быть представлено в другой форме, более удобной для исследования его асимптотического поведения:
С учетом начальных условий в (2.37), следствием которых является предельное свойство
где параметр
Соотношения (2.39), (2.40) обобщают на случай произвольного линейного сдвига полученные ранее формулы (2.14) для простого сдвига. В общем случае обтекания сферической частицы произвольным линейным сдвиговым потоком (2.1), повторяя рассуждения, использованные ранее при анализе массообмена сферы с простым сдвиговым потоком, можно показать, что распределение концентрации во внешней области задается формулами (2.24), (2.36), а распределение средней концентрации во внутренней области и среднее число Шервуда определяются выражениями (2.32) и (2.33), где коэффициент а вычисляется по формуле (2.40). Отметим, что в случае диффузионного режима реакции на поверхности сферы В общем случае при заданных значениях элементов матрицы коэффициентов сдвига Следует отметить, что величина параметра а не меняется при изменении знаков всех элементов матрицы сдвига на обратные, т. е. а Рассмотрим теперь конкретные примеры вычисления фигурирующего в формуле для среднего числа Шервуда (2.33) параметра а для некоторых типов сдвиговых течений, представляющих практический интерес. Прежде всего нетрудно убедиться, что в частном случае простого сдвига (2.1), (2.2) решение системы (2.37) имеет вид Деформационный сдвиговый поток. Другим, не менее важным случаем обтекания является деформационный (без вращения) линейный сдвиговый поток, характеризующийся симметричным тензором сдвига
где диагональные элементы трех будут независимы:
Подставляя (2.41) в интеграл (2.40), для параметра а получаем следующее выражение:
В общем случае произвольных Для плоского двумерного деформационного потока с растяжением-сжатием вида
из формулы (2.42) можно получить
Для осесимметричного потока с растяжением-сжатием, которое задается соотношениями
распределение скоростей жидкости вне сферы в стоксовом приближении было получено Эйнштейном и определяется функцией тока (3.1) гл. 3. Используя выражения (2.42), (2.45), в этом случае для параметра а можно получить
В работе [116] предложена следующая простая приближенная формула, позволяющая определять параметр а для произвольного деформационного течения, т. е. при
Здесь по обоим индексам
Плоский сдвиговый поток. Рассмотрим еще один важный случай плоского сдвига со следующими значениями матричных элементов тензора сдвига:
Для удобства интерпретации соотношение (2.48) можно представить в следующем эквивалентном виде:
где параметр В работе [116] показано, что зависимость величины а от
Из формулы (2.50) видно, что в случае вращения При слабых деформациях потока из формулы (2.50) имеем При промежуточных значениях параметра (2.48), которая характеризуется тем, что
Рис. 6.3. Зависимость коэффициента а от параметра Например, при
|
1 |
Оглавление
|