高等燃烧学讲义第3节郑洪涛3学时

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高等燃烧学讲义第4章(郑洪涛5学时)

高等燃烧学讲义第4章(郑洪涛5学时)

第四章 化学动力学——
4.3 多步反应机理的反应速率——②净生成率的简洁表达式 • 由于反应机理可能包括多个基元步骤和多个组分,有必要 开发一个同时表示机理和单个组分生成速率方程的简洁符 号表达方法。对于反应机理,表达式可以写为
• 式中, 和 是对应于j 组分在i 个反应中,方程两边反应 物和生成物的化学当量系数。例如,考虑上述4个反应,包 括8个组分O2、H2、H20、H02、O、H、OH和M。i 和j 定义如下:
第四章 化学动力学——
4.2 基元反应速率——双分子反应和碰撞理论 • 以温度来表示就有 • 其中, kB=玻耳兹曼常数=1.381×10-23J/K; • =折合质量, • mA和mB是组分A 和B 的质量,单位是kg; • T=热力学温度(K)。 • 注意到平均速度是将式 中 的单个分子质量用折合质量μ来代替求得的。将上述理论 与反应速率问题联系起来,可以写出
• 或 • 式中,NAV是阿伏加德罗常数(6.022×1026kmol-1)。
第四章 化学动力学——
4.2 基元反应速率——双分子反应和碰撞理论 • 碰撞是否发生反应的概率可以认为是两个因素影响的结果: • 一个是能量因子exp(-EA/RuT),表示能量高于反应所需极限 值条件下发生碰撞的比例份额,这个极限值EA叫作活化能; • 另一个因素是几何因素,位阻因子p,它计入了A和B之间碰 撞的几何因素。 • 例如,在OH和H形成H2O的反应中,鉴于产物有H-O-H形式的 键,可以认为H原子在羟基的O一侧碰撞比H一侧更容易发生 反应。一般地,位阻因子应该远小于1,当然也有例外。 • 这样,上式就变为: • 式中,采用了nA/V=[A]NAV和nB/V=[B]NAV进行置换。
第四章 化学动力学——
4.2 基元反应速率——双分子反应和碰撞理论 • 式中 是平均速度,其值是温度的函数。 • 上式仅适用于性质相同的分子。我们把这一分析推广到两 种不同分子之间的碰撞过程。设这两种分子的硬球直径分 别为σA和σB。碰撞所扫过的体积的直径为σA + σB=2σAB。因此, 上式变为: • 上式表示单个A分子与所有B分子碰撞的频率。 • 我们感兴趣的则是所有的A和B分子的碰撞频率,即单位时 间单位体积内的总碰撞数。因此,可以用单个A分子碰撞频 率与单位体积内的A分子数乘积得到。采用合适的平均分子 速度,有

高等燃烧学讲义第10章(郑洪涛1学时)

高等燃烧学讲义第10章(郑洪涛1学时)

• 采用上述计算得到的蒸发常数,如果液滴直径为50μm, 则td 是10ms的量级。
第十章 液滴的蒸发与燃烧—— 10.3 液滴燃烧的简化模型——假设
• 下面的假设仍保留着基本物理特性且和实验符合得很好: • (1) 被球对称火焰包围着的燃烧液滴,存在于静止、无限的介质中。 无其他液滴的影响,也不考虑对流的影响。 • (2) 燃烧过程是准稳态的。 • (3) 燃料是单组分液体,没有溶解性,界面处于相平衡。 • (4) 压力均匀一致而且为常数。 • (5) 气相只包括三种组分:燃料蒸气、氧化剂和燃烧产物。气相可以 分成两个区:在液滴表面与火焰之间的内区仅包括燃料蒸气和产物, 而外区包括氧化剂和产物。这样,每个区域中均为二元扩散。 • (6) 在火焰处燃料和氧化剂以化学当量反应。假设化学反应动力学过 程无限快,则火焰表现为一个无限薄的面。 • (7) 路易斯数为1。 • (8) 忽略辐射散热。 • (9) 气相导热系数kg、比定压热容cpg以及密度和二元扩散系数乘积ρƊ 都是常数。 • (10) 液体燃料液滴是唯一的凝结相,没有碳烟和液体水存在。
• 有两种类型的液体火箭:压力给料,这类火箭的燃料和氧 化剂在高压气体作用下被送入燃烧室;泵给料,这类火箭 由涡轮泵提供燃料。 • 火箭发动机的氧化剂是液体。燃烧之前要求燃料和氧化剂 都汽化,通常由两种液体喷射撞击形成一个液体膜。 • 这个膜很不稳定,先发散成线或带状,然后分裂成液滴。 另外,需要用很多喷射器来分配燃烧室直径方向的推进剂 及氧化剂。预混和扩散燃烧在火箭发动机燃烧中都很重要。
第十章 液滴的蒸发与燃烧—— 10.2 液滴蒸发的简单模型——气相分析
• 运用常物性及Lewis数为1的假设,纯蒸发过程中没有化学 反应发生,反应速率为零,则该方程可改写为

高等燃烧学讲义第13章(郑洪涛4学时)

高等燃烧学讲义第13章(郑洪涛4学时)

第十三章 湍流非预混火焰—— 13.2 射流火焰——总论
• 图13.5是氢气-空气射流火焰中OH基的瞬时平面图像,清 楚地显示了富含OH基的高温区的旋卷形褶皱特征。 • 可以看到,随着下游距 离的增加,火焰区域(OH 基区域 ) 也随之增加,最 后在火焰顶部出现一个 很大的高温区。 • 温度场图像显示,有的 区域热量层很薄而温度 梯度很大,有的热量层 宽,其中温度几乎一致。 • 在很窄的火焰区域内 , 流体的结构非常复杂。
第十三章 湍流非预混火焰—— 13.2 射流火焰——简化分析
• 假设湍流质量扩散系数与动量传递的相同,则燃料质量分 数分布应等于无量纲速度分布,即YF(x, r)=v(r, x)/ve= f (x/dj)。 • 但这种关系只有当没有燃烧时才成立,因为有火焰的情况 下YF在火焰边界外为0,但是速度并没有减到0。 • 如第9 章所述,混合物分数可以代替燃料的质量分数,并与 无量纲的速度场有相似的性质。 • 这样,当给定燃料类型后,火焰的高度将与射流速度ve无关, 而与喷嘴直径成比例,而且射流扩展角与射流速度ve和喷嘴 直径dj均无关。 • 图13. 7 中的实验结果证明,对于小口径的喷管,火焰长度 确实与ve无关,而且火焰长度大致与喷嘴直径dj成比例。 • 另外,浮力将破坏射流火焰与绝热射流之间的近似,正好 可以解释对于更大直径的喷管,湍流火焰长度将不恒定。
第十三章 湍流非预混火焰—— 13.2 射流火焰——火焰长度
• 2. 影响火焰长度的因素 • 对于燃料射流喷入静止环境中所产生的竖直火焰来说,火 焰长度由4个主要因素决定: – 火焰中射流初始动量与作用在火焰上浮力的比Frf; – 化学当量值 fs; – 射流密度与环境气体密度的比ρe/ρ∞; – 初始射流直径dj。 • 第一个因素,火焰中射流初始动量与浮力之比可以由火焰 的弗劳德数Frf来表示。回顾第9 章,引入弗劳德数Frf 是为 了区分层流射流火焰中的动量控制模式和浮力控制模式(参 考式(9. 68)和式(9.69))。对于湍流射流火焰,弗劳德数Frf定 义为:

高等燃烧学讲义第6章(郑洪涛4学时)

高等燃烧学讲义第6章(郑洪涛4学时)

• 初始的浓度可以根据给出的化学当量比求出。氧化剂和燃 料的摩尔分数为
第六章 反应系统化学与热力学分析的耦合——
6.2 定容· 定质量反应器——守恒定律的应用 • 物质的量浓度[Xi]=χiP/(RuT)为
• 对反应速率微分方程和能量微分方程进行数值积分,结果 如图6.4所示。 • 由图可见,在前3ms中温度只上升了200K,而后却在O.1ms 内上升到绝热火焰温度(大约3300K)。 • 这一温度迅速上升并伴随快速的燃料消耗的现象,称为热 爆。 • 这是由于反应速度依式[-Ea/RuT]随温度强烈地变化。由图还 可见,爆震的压力导数很大,最大可达1.9×1013Pa/s。
高等燃烧学
第六章 反应系统化学与热力学分析的耦合
主讲人:郑洪涛
Hale Waihona Puke 第六章 反应系统化学与热力学分析的耦合
• 6.1 概述 • 6.2 定压-定质量反应器 – 6.2.1 守恒定律的应用 – 6.2.2 反应器模型小结 • 6.3 定容-定质量反应器 – 6.3.1 守恒方程的应用 – 6.3.2 反应器模型小结 • 6.4 全混流反应器 – 6.4.1 守恒定律的应用 – 6.4.2 反应器模型小结 • 6.5 柱塞流反应器 – 6.5.1 假设 – 6.5.2 守恒方程的应用. . • 6.6 在燃烧系统建模中的应用 • 6.7 小结
第六章 反应系统化学与热力学分析的耦合——
6.1 定压· 定质量反应器——守恒定律的应用
• 对上式进行微分得 • 假设是理想气体,焓值只与温度有关。则:
• 上式提供了与系统温度的联系;同时浓度[Xi](单 位体积的摩尔数)的定义和质量作用表达式 则 提供了与系统组成Ni和化学动力学dNi/dt的联系。 其表示为

燃烧学讲义—第三章

燃烧学讲义—第三章

第3章着火和灭火理论3.1 着火分类和着火条件3.1.1 着火分类可燃物的着火方式,一般分为下列几类:1)化学自燃:例如火柴受摩擦而着火;炸药受撞击而爆炸;金属钠在空气中的自燃;烟煤因堆积过高而自燃等。

这类着火现象通常不需要外界加热,而是在常温下依据自身的化学反应发生的,因此习惯上称为化学自燃。

2)热自燃:如果将可燃物和氧化剂的混合物预先均匀地加热,随着温度的升高,当混合物加热到某一温度时便会自动着火(这时着火发生在混合物的整个容积中),这种着火方式习惯上称为热自燃。

3)点燃(或称强迫着火):是指由于从外部能源,如电热线圈、电火花、炽热质点、点火火焰等得到能量,使混气的局部范围受到强烈的加热而着火。

这时火焰就会在靠近点火源处被引发,然后依靠燃烧波传播到整个可燃混合物中,这种着火方式习惯称为阴燃。

大部分火灾都是因为阴燃所致。

必须指出,上述三种着火分类方式,并不能十分恰当地反映出它们之间的联系和差别。

例如,化学自燃和热自燃都是既有化学反应的作用,又有热的作用;而热自燃和点燃的差别只是整体加热和局部加热的不同而已,决不是“自动”和“受迫”的差别。

另外,火灾有时也称爆炸,热自燃也称热爆炸。

这是因为此时着火的特点与爆炸相类似,其化学反应速率随时间激增,反应过程非常迅速,因此,在燃烧学中所谓“着火”、“自燃”、“爆炸”其实质都是相同的,只是在不同场合叫法不同而已。

3.1.2 着火条件通常所谓的着火是指直观中的混合物反应自动加速,并自动升温以至引起空间某个局部最终在某个时间有火焰出现的过程。

这个过程反映了燃烧反应的一个重要标志,即由空间的这一部分到另一部分,或由时间的某一瞬间到另一瞬间化学反应的作用在数量上有突跃的现象,可用图3-1表示。

上图3-1表明,着火条件是:如果在一定的初始条件下,系统将不能在整个时间区段保持低温水平的缓慢反应态,而将出现一个剧烈的加速的过度过程,使系统在某个瞬间达到高温反应态,即达到燃烧态,那么这个初始条件就是着火条件。

高等燃烧学讲义第9章(郑洪涛2学时)

高等燃烧学讲义第9章(郑洪涛2学时)

•和前面得出的速度衰减和雷 诺数的关系是一致的。
第九章 层流扩散火焰—— 9.1 无反应的恒定密度层流射流——求解
• 下面来求解浓度场。对比轴向动量和组分守恒方程,如果 运动粘度ν =Ɗ,则燃料质量分数YF和无量纲速度vx/ve 的数 学表达式完全相同。ν =Ɗ是简化假设之一:Sc=ν/Ɗ=l,则 浓度场YF 的解和无量纲速度场vx/ve的解形式相同,即
• 式中,第一个条件意味着在射流轴线上,流体既不产生也 不消失;后两个式子则是根据对称性得出的。在半径无穷 大处,流体静止,并且没有燃料,即
第九章 层流扩散火焰—— 9.1 无反应的恒定密度层流射流——边界条件
• 在射流出口(x=0) 处,假设喷嘴内部(r ≤R)的轴向速度和燃 料质量分数都均匀并相等,而在喷嘴外部其值均为零,即
第九章 层流扩散火焰—— 9.1 无反应的恒定密度层流射流——求解
• 例9.1 一股乙烯(C2H4)射流从一个10mm 直径的喷口喷入到 静止的空气中,温度为300K,压力为1atm。初始射流速度 分别为10cm/s 和1.0cm/s。请分别比较其扩张角的大小和当 射流中心线上的燃料质量分数下降到化学当量时的轴向位 置。乙烯在300K的粘度为102.3×10-7Pa∙s。 • 解:因为乙烯的摩尔质量和空气的摩尔质量基本相同(分别 为28.05和28.85kg/kmol),因此假设可以用本节常密度射流 的解来解此问题。设速度为10cm/s 的情况为工况Ⅰ,速度 为lcm/s的为工况Ⅱ,分别计算得到其雷诺数为
• 考虑一种较为简单的情况,在一个无限大的容器里面充满 了静止的流体(氧化剂),一股无反应的流体(燃料)喷入。 • 在这种情况下,没有化学反应发生,以此可以理解层流射 流中的基本流动和扩散过程。 • 图9.1描述了燃料射流从半径为R的喷嘴中喷射入静止的空 气中的基本特性。 • 为简化起见,假设管子出口气体速度都相同。 • 在靠近喷嘴的地方,存在着一个叫作气流核心的区域。 • 在这一区域里面,由于粘性力和扩散还不起作用,因而流 体的速度和射流流体的质量分数保持不变,均匀且等于喷 嘴出口的值。 • 这种情况类似于管内流动的发展段,不同的是,管内流动 中质量守恒定律决定了均匀流动的气流核心速度会加速。

高等燃烧学

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d

q g ql C P
dT d
15
Tc——着火温度
图3-5 非绝热条件下的热量平衡
16
a点—稳定点;b点—平衡点,不稳定点;c点—不稳定点,着火临界点
二、非绝热条件下的自燃过程
自燃的临界条件:
(q g ) C (ql ) C
dql ( )C ( )C dT dT dqg
17
氧化的极限状态,即为点燃的临界状态。
dT ( )w 0 dx
(4 )
(1)(3)(4)联立,可求解。 但分析解很难,只能求近似解。
28
温度不同的热物体点燃时的温度分布
二、点燃热力理论

双区理论:

反应区 —— 反应进行比较迅速,反应的热量也主要由这一区域放出。 导热区 —— 不进行化学反应,只从反应区导出热量(以外区域)。
图3-4 绝热容器内可燃混合物释热率随时间的变化
二、非绝热条件下的自燃过程

非绝热条件下自燃的发生是有条件的,是散热 和放热综合作用的结果。 散热

即各组分扩散速度的总和不为 0 。 q S (T T ) / V
l 0


能量平衡 Vq g [ C PV dT S (T T0 )] 0
三、自燃界限
T0c——自燃温度,一般 T0c≈TC ⑴ 维持着火的燃料浓度限 ⑵ 一定p,T↓或一定T,p↓→着火范围变窄 ⑶ 一定p,T↓↓或一定T,p↓↓→任意浓度下 不会着火


⑷ 容器散热程度↑→着火范围变窄
18
三、自燃界限
19
图3-12 一定压力下着火温度与成分的关系
三、自燃界限
9
dC dT ) C pV 0 d d

高等燃烧学讲义第12章(郑洪涛4学时)

高等燃烧学讲义第12章(郑洪涛4学时)
• 例12.2 试计算电站燃气轮机燃烧室中的丹姆克尔数Da 和 柯尔莫哥洛夫微尺度与层流火焰厚度之比lK/δL。判断该火 焰所处的状态。假设未燃气体温度为650K,已燃气体温 度为2000K,压力为15atm,平均流速100m/s,当量比为1, 燃料为异辛烷,燃烧筒直径0.3m。设相对湍流强度为10%, 积分尺度为燃烧筒直径的1/10。假设燃料和空气完全混合。 • 解:根据丹姆克尔数表达式: • 其中流动特征时间为 • 化学特征时间τchem=δL/SL。用第8 章的公式(8.33)来计算SL, 用简化理论结果(公式(8.21b))来计算层流火焰厚度δL。 • 假设燃料为异辛烷,可以计算出层流火焰速度:
第十二章 湍流预混火焰—— 12.3 褶皱层流火焰模式
• 在褶皱层流火焰模式下,化学反应区很薄。如图12.8中所 示,只有当Da>1时,才会有上述现象,并且与湍流雷诺 数有关,这表明可以用快速化学反应模式确定反应薄层。 • 发动机中反应薄层典型的丹姆克尔数约为500。此时湍流 雷诺数Rel0约为100。在这种情况下,湍流强度v’rms与层流 火焰速度SL在同一数量级上。 • 分析湍流燃烧的褶皱层流火焰模式的最简单的方法是假设 小火焰为一维平面层流火焰,并以相同的速度传播。这样, 湍流唯一的作用就是使火焰面褶皱,从而增大火焰面积。 • 因此,湍流火焰速度与层流火焰速度的比值就相当于褶皱 火焰面积与式(12.1)中定义的时间平均火焰面积之比。 • 如图12.9所示,可以将湍流燃烧速率ṁ表示为小火焰面积 和速度、密度的乘积形式:
第十二章 湍流预混火焰—— 12.3 褶皱层流火焰模式
• 例12.3 一台实验用火花点火发动机,用激光多普勒测速 仪测量其平均和脉动速度。在下列条件下计算湍流火焰速 度:v’rms=3m/s,P=5atm,Tu=500℃,Φ=1.0(丙烷-空气)。 残余已燃气体与新鲜空气混合的质量分数为0.09。 • 解:分别用克里莫夫和丹姆克尔公式来计算湍流燃烧速度。 • 因: • 所以:
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• 多维费克定律:
• 式中, 是组分A的质量通量,YA是质量分数。质量通量定义为 垂直于流动方向的单位面积的组分A的质量流量,即
• 二元扩散系数
是混合物的一个特性参数,其单位为m2/s。
组分A以两种方法传递:式右侧的第一项表示的是由于流体 的宏观整体流动引起的A的输运,第二项表示附加在宏观 流上的A的扩散。
相同。
第三章 传质引论——3.2 组分守恒
• 首先应用组分输运速率定律(菲克定律)来导出最基本的质 量守恒表达式。如图所示的一维控制体,其水平厚度为 , 组分A由宏观流动和扩散的联合作用流入或流出控制体。 组分A也可以由于化学反应产生或消耗。在控制体内A的质 量净增加率与质量流量和反应速率的关系为
是基于总的分子数密度,ntot/V,即
• 模型中假设气体是在一定距离内无相互作用的刚性球,能 量储存的模式仅是分子平移动能。写出x平面上的能量平 衡式,在x方向上的单位面积的净能量通量等于从x-a到x 移动的分子上的动能与从x+a到x移动的分子上的动能之差, 即
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——与热传导的比较
这一乘积与温度的平方根成正比而与压力无关,即
• 在许多燃烧过程的简化分析中,较弱的温度关联常被忽略 而将 当作常数。
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——与热传导的比较
• 将分子动力学理论应用到能量的传递中,就能更清楚地看 出质量传递与热量传递的关系。
• 假设在由互不吸引的刚性分子组成的均匀气体中存在温度 梯度,并假设温度梯度足够小,即在几个平均自由程内的 温度分布成线性变化。相应地,平均分子速度和平均自由 程的定义与前面给出的相同。不同的是,分子的碰撞频率
高等燃烧学
第三章 传质引论
主讲人:郑洪涛
第三章 传质引论
3.1 传质速率定律 3.2 组分守恒 3.3 斯蒂芬问题 3.4 液-气界面的边界条件 3.5 液滴蒸发 3.6 小结
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——菲克扩散定律
• 考虑一个仅包含两种分子组分且相互没有反应的气体混合 物:组分A和组分B 。菲克定律描述了一种组分在另一种组 分中扩散的速率。对于一维双组分扩散的情况,以质量为 基准的菲克定律是:
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——扩散的分子基础
• 为了深入理解质量扩散(菲克定律)和热量扩散(傅里叶定 律)宏观定律的分子过程,我们将应用分子动力学的一些 概念。考虑一个固定的单平面层的双组分气体混合物,混 合物由刚性的、互不吸引的分子组成,且A 组分和B 组分 的分子质量完全相等。在x方向上的气体层中存在着浓度 (质量分数〉梯度。这个浓度梯度足够小,这样质量分数 在几个分子平均自由程儿的距离内呈线性分布,如图3. 1 所示。
是分子A和分子B的直径。
• 为简单起见,假设没有宏观流动存在,A分子在x平面的净 流量应该等于在正x方向的A分子流量和负x方向的A分子流 量之差,即:
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——扩散的分子基础
• 该式用碰撞频率来表示即为
• 根据密度的定义
和分子碰撞频率的定义:
• 将上式代入质量通量表达式中,并将混合物密度和平均分 子速度作为常数,就有
• 采用线性浓度分布的假设
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——扩散的分子基础
• 解得: • 与菲克定律的扩散项相比较可得,二元扩散系数ƊAB为
• 采用平均分子速度和平均自由程的定义,并采用理想气体
状态方程PV=nkBT,即有ƊAB与温度和压力的关系为
• 即: • 扩散系数与温度呈3/2的指数关系,与压力成反比。 • 值得注意的是,组分A的质量通量是与 的积相关的,
• 将双组分混合物的总质量通量表达为组分A的质量通量和 组分B的质量通量之和,左侧所表示的混合物质量通量是 垂直于流动方向上单位面积的总混合物质量通量。
• 将单组分质量通量的表达式代入上式得
•或
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——菲克扩散定律
• 对于双组分混合物YA十YB=1,所以有:
• 也就是说,所有组分扩散通量的和为零。一般地,总的质 量守恒定律要求:
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——菲克扩散定律 • 在没有扩散存在的情况下,得到一个显然的结果为
• 式中, 是混合物的质量通量。 • 分子扩散通量在A整体质量通量上加入了一项,即
• 这个表达式表示A的扩散质量通量
的梯度,其比例常数为

正比于质量分数
• 可以看出组分A从高浓度的区域向低浓度的区域运动,类 似于能量从高温向低温传递,其中负号是指当浓度梯度为 负时,引起x方向的正流动。
• 质量扩散和热量扩散(导热)之间的表达式相像,即没有宏
观流动下的菲克定律和傅里叶导热定律
类似。
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——菲克扩散定律 • 在许多情况下,费克定律以摩尔形式表达 Nhomakorabea很有用的,即
• 式中, 是组分A的摩尔通量(kmol/(s.m2),xA是摩尔分数, c是混合物的浓度(kmol/m3)。
• 有了这些假 设,就可以 从动力学理 论来定义下 面的平均分 子特性:
第三章 传质引论——
3.1 传质速率定律——扩散的分子基础
• 前一次碰撞的平面到下一次碰撞的平面间的平均垂直距离:
a
式中,kB 是玻耳兹曼(Boltzmann)常数,mA是单个A分子的质量, nA/V 是单位体积A的分子数,ntot/V 是单位体积总的分子数,σ
• 由于单个分子的平均动能可以由下式给定:
• 热通量与温度的关系是:
• 将温度梯度定义
代入上式,并应用 和a
的定义,得到热通量的最终结果为:
• 比较上式与导热的傅里叶定律,可以确定出导热系数是:
• 以温度、分子质量和尺寸来表示,导热系数可表达为
• 因此导热系数就与温度的平方根成正比,这与 对于实际气体,与温度的相关性还要大一些。
• 在此重点要说明的是,目前假设的是双组分气体,且组分 的扩散仅是由于浓度梯度引起的,这称为普通扩散。
• 燃烧中实际混合物包含有更多的组分。双组分的假设易于 使我们理解许多基本物理过程,而不必涉及多组分扩散存 在的固有复杂性。
• 温度梯度和压力梯度也可能引起组分的扩散,即热扩散 ( Soret) 和压力扩散效应。在许多系统中,这些效应通 常是很小的,忽略这些效应可以更清晰地理解一个问题的 基本物理过程。
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