Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Обзор литературы...
1.1. Вихревые и волновые газодинамические методы...
1.2. Метод газодинамической стратификации А.И. Леонтьева...
1.3. Коэффициент восстановления температуры в сверхзвуковом потоке ...
1.4. Влияние проницаемости стенки на характеристики течения и теплообмена .
1.5. Выводы...
ГЛАВА 2. Методика расчета...
2.1. Система уравнений и модель турбулентности...
2.2. Обоснование выбора модели турбулентности...
2.3. Тестовые расчеты...
2.3.1. Тестирование методики численного моделирования процессов переноса импульса и тепла в трубе теплообменного аппарата: анализ влияния молекулярного числа Прандтля на коэффициенты теплоотдачи и аналогии Рейнольдса ...
2.3.2. Тестирование методики численного моделирования процессов переноса импульса и тепла при обтекании пластины: анализ ламинарно-турбулентного перехода...
ГЛАВА 3. Течение в трубе с отсосом газа через проницаемые стенки ...
2.1. Постановка задачи...
2.2. Результаты расчетов...
2.3. Выводы...
ГЛАВА 4. Влияние вдува (отсоса) на энергоразделение сверхзвукового и дозвукового потоков газа ...
4.1. Постановка задачи...
4.2. Результаты расчетов...
4.3. Выводы...
ГЛАВА 5. Температурная стратификация при отсосе пограничного слоя из сверхзвукового потока ...
5.1. Постановка задачи...
5.2. Исследование влияния отсоса на стенке на теплообмен и трение в турбулентном пограничном слое ...
5.3. Переход к режиму асимптотического отсоса. Критерии существования асимптотического режима...
5.4. Выводы...
ГЛАВА 6. Особенности течения и теплообмена в сверхзвуковом пограничном слое при вдуве инородного газа ...
6.1. Постановка задачи...
6.2. Пластина с одной проницаемой вставкой ...
6.3. Пластина с двумя проницаемыми вставками...
6.4. Выводы...
Заключение...
Список литературы...
- Коэффициент восстановления температуры в сверхзвуковом потоке
- Тестирование методики численного моделирования процессов переноса импульса и тепла в трубе теплообменного аппарата: анализ влияния молекулярного числа Прандтля на коэффициенты теплоотдачи и аналогии Рейнольдса
- Исследование влияния отсоса на стенке на теплообмен и трение в турбулентном пограничном слое
- Пластина с одной проницаемой вставкой
Коэффициент восстановления температуры в сверхзвуковом потоке
Вихревой метод (труба Ранка-Хилша, рис. 1.1, а) открытый в 1933 г., получил наибольшее распространение в промышленности среди безмашинных методов и на данный момент является наиболее изученным [60]. Принцип работы вихревой трубы (рис. 1.1, а) заключается в следующем. Сжатый газ, проходя через тангенциальное сопло 2 внутрь трубы 1, образует в улитке 3 интенсивное круговое течение, приосевые слои которого заметно охлаждаются и вытекают через отверстие диафрагмы 4, а периферийные потоки подогреваются и вытекают через дроссель 5, образуя горячий поток. Регулируя дроссель, можно менять массовые расходы холодного и горячего потоков и их температуру. При этом максимальный нагрев горячего потока происходит при степени расширения 4–6 (водяной пар), а повышение температуры составляет 80С.
Рис. 1.1. Вихревые и волновые методы энергоразделения: а – Вихревая труба Ранка-Хилша [60]; б – Резонансная труба Спрингера [90]; в – Эжектор с отрицательным значением коэффициента эжекции, Емин О.Н., Зарицкий С.П. [14]; г- Схема устройства энергоразделения в двухфазном потоке, Столяров А. А. [69]
Наиболее распространенной физической моделью, объясняющей температурное разделение в вихревой трубе, является модель Фультона, согласно которой свободный вихрь, образующийся на входе в камеру вихревой трубы, должен преобразовываться в вынужденный вихрь с периферийной скоростью более высокой, чем у свободного вихря. Более подробно данный процесс описан в [79].
Однако в настоящее время, несмотря на большой накопленный опыт теоретических и экспериментальных работ, нет единой общепринятой теории процессов энергоразделения и массообмена, с помощью которой возможен расчет газодинамических и физических параметров в вихревой трубе. Подробный обзор существующих гипотез, объясняющих вихревой эффект Ранка, приводится в [60].
На рис. 1.1, б приведена схема резонансной трубы Спрингера [90]. При обтекании воздушной струей трубки 1 с закрытым дном 2, температура поверхности дна при определенных режимах может в несколько раз превышать начальную температуру торможения газа. Этот эффект наблюдается при возникновении резонансных звуковых режимов, и величина температурного разделения существенным образом зависит от расстояния между соплом струи 4 и открытым отверстием трубы 3. Наибольший эффект получается в том случае, когда выходной диаметр сопла примерно равен диаметру резонансной трубы.
В [14] был предложен эжектор с отрицательным коэффициентом эжекции, схема которого показана на рис. 1.1, в. После сверхзвукового сопла 3 часть газа проходит через диафрагму 4 и диффузор 5, а другая часть возвращается в камеру 1 и выходит через вентиль 2. Из диафрагмы 4 выходит нагретый газ, а из форкамеры через вентиль 2 – холодный. По-видимому, в данном устройстве вихревые эффекты сочетаются с волновыми. В камере смешения может возникнуть процесс энергоразделения, рассмотренный в [68].
Так как наибольшую долю в процесс энергоразделения, по-видимому, вносит образующийся в камере смешения вихрь (или система вихрей), то иногда эжектор с отрицательным коэффициентом эжекции называют прямоточным аналогом вихревой трубы.
На рис. 1.1, г представлена схема устройства сепарации энергии двухфазных потоков, предложенного в [68]. Проходя через распылитель 3, жидкость 1 поступает в смеситель 4, где смешивается с поступающим газом 2. При увеличении скорости двухфазного потока в сопле 5 статическая температура потока уменьшается, однако из-за существенной разности теплоемкостей происходит охлаждение газа за счет более интенсивного, чем у жидкой фазы, расширения и, как следствие, происходит передача тепла от жидкой фазы к газообразной. В результате температура торможения газа после сепарации 6 становится выше температуры жидкой фазы.
Другие методы газодинамического волнового температурного разделения газа рассмотрены в [3, 23].
Как правило, температура теплоизолированной пластины (равновесная температура), обтекаемой потоком сжимаемого газа, отличается от температуры торможения потока и определяется, как: где r – коэффициент восстановления, , ue – скорость, k – показатель адиабаты, M – число Маха, Т – статическая температура, – температура торможения потока. Коэффициент восстановления, в свою очередь, зависит от параметров газового потока – чисел M, Re, Pr. Наибольшее влияние на него оказывает значение числа Pr газа в пристеночной области: где – коэффициент динамической вязкости газа; Cp – теплоемкость газа при постоянном давлении; – теплопроводность газа.
Для ламинарного пограничного слоя получено точное решение . Для турбулентного пограничного слоя обычно принимается . Таким образом, только для газов с Pr = 1, равновесная температура стенки равна температуре торможения потока .
Газодинамический метод стратификации температуры газовых потоков, основанный на зависимости коэффициента восстановления от числа Прандтля (рис. 1.3), был предложен А.И. Леонтьевым в 1996 году [29]. Вытекающий из ресивера газ с параметрами торможения и разделяется на два потока. Один поток поступает в дозвуковой кольцевой канал и выходит с параметрами торможения и . Другой через профилированное сверхзвуковое сопло поступает в сверхзвуковой канал и выходит из диффузора с параметрами торможения и . В общем случае равновесная температура стенки со стороны сверхзвукового потока будет отличаться от температуры адиабатного торможения , а равновесная температура стенки со стороны дозвукового потока практически равна температуре торможения , следовательно, между потоками будет происходить теплообмен. При Pr 1 и сверхзвуковой поток газа будет нагреваться, а дозвуковой охлаждаться, и наоборот.
Тестирование методики численного моделирования процессов переноса импульса и тепла в трубе теплообменного аппарата: анализ влияния молекулярного числа Прандтля на коэффициенты теплоотдачи и аналогии Рейнольдса
Следующим шагом на пути развития этой модели турбулентности было обобщение ее на случай течений с тепло- и массообменном [49], что позволило вплотную подойти к решению многих актуальных задач для практических приложений.
Обзор работ, посвященный вопросам разработки моделей переноса тепла (массы) на различных уровнях замыкания, можно найти в [71]. Поиск оптимальных решений в направлении выбора модели переноса тепла должен начинаться с простейших подходов к замыканию уравнения энергии. Так, для определения турбулентного потока тепла с использованием гипотезы типа Буссинеска , необходимо ввести турбулентное число Прандтля Prt в определение связи турбулентной температуропроводности с турбулентной вязкостью . Обоснованием правомочности такого подхода является то обстоятельство, что немногочисленные измерения характеристик турбулентного переноса импульса и тепла в неизотермических потоках подтверждают, что величины и всегда одного порядка. Что же касается турбулентной вязкости, то использование для ее определения рассчитанных на основе трехпараметрической модели турбулентности полей турбулентного трения и скорости позволяет надеяться на достоверность полученных результатов. При этом Prt полагается величиной, постоянной по всей толщине сдвигового слоя, хотя это предположение в последнее время подвергается критике [39].
Для подтверждения работоспособности такого подхода были проведены расчеты в широком диапазоне изменения определяющих параметров – чисел Прандтля и Рейнольдса, и установлены границы его применимости [49]. В [49] рассмотрен теплообмен при течении среды с постоянными и переменными физическими свойствами. Учет эффектов сжимаемости потребовал дополнения соответствующими членами уравнений для характеристик турбулентности. Сравнение результатов расчета с известными экспериментальными данными в диапазоне чисел Рейнольдса , Прандтля , Маха оказалось вполне удовлетворительным.
В последнее время в инженерной практике расчетов турбулентных пограничных слоев наряду с традиционными интегральными и алгебраическими методами все большее распространение получают методы, базирующиеся на дифференциальных моделях турбулентности, в основе которых лежат идеи А.Н. Колмогорова [21], связанные с использованием уравнений переноса для характеристик турбулентности.
Обзору дифференциальных моделей турбулентности посвящен ряд работ, список которых содержится в [51]. В большинстве работ представлены аналитические обзоры моделей, не содержащие результатов численного исследования на примере какого-либо течения, расчет которого выполнен по рассматриваемым моделям в рамках одной программы расчета. Исключение составляет обзор [87], в котором проанализировано восемь двухпараметрических моделей турбулентности и с их использованием проведен расчет турбулентного пограничного слоя с нулевым и положительным градиентом давления. Проведенное в [87] численное исследование позволило рекомендовать для использования ряд моделей, которые продемонстрировали удовлетворительное совпадение с экспериментом. Ограниченность обзора [87] в том, что в нем рассмотрены только двухпараметрические модели, а в качестве теста выбран пограничный слой несжимаемой жидкости.
В [52] предпринята попытка расширения круга моделей, которые используются в расчетах в настоящее время, и сравнение их на тестовой задаче, в качестве которой выбран турбулентный пограничный слой в сопле ЖРД. Такой выбор обусловлен тем обстоятельством, что эта задача представляет собой комплексный тест, в котором существенными являются эффекты сжимаемости, обусловленные большими значениями величин теплового потока в стенку, числа Маха потока и разности температур стенки сопла и газа, а также имеется значительный отрицательный градиент давления.
Для проведения сравнительного анализа выбраны следующие модели турбулентности: интегральная модель [1]; алгебраическая модель для турбулентной вязкости [77]; однопараметрическая модель [67], в которой для используется уравнение переноса; группа двухпараметрических моделей [78,84,92,93], в которых используются уравнения переноса для энергии турбулентности E и скорости диссипации энергии турбулентности или “частоты” турбулентности (или 2); трехпараметрическая модель [48], в которой уравнения переноса записаны для E, 2 и напряжения сдвига .
Для развитого течения несжимаемой жидкости в круглой трубе по всем рассмотренным моделям турбулентности в пределах разброса опытных данных имеется соответствие эксперименту. Однако физически более обоснованными представляются модели в [78] и [48], которые в вязком подслое дают необходимые степенные зависимости , , .
Расчет сжимаемого до- и сверхзвукового пограничного слоя в сопле ЖРД показал, что для адиабатической стенки результаты расчетов по всем моделям близки между собой. В случае охлаждаемой стенки, когда существенно влияние температурного фактора, результаты расчета различаются. Полученные результаты сравнивались с результатами расчета по трехпараметрической модели [48]. Для количественной оценки моделей использовались величины потерь удельного импульса из-за трения на выходе из сопла и теплового потока в стенку в критическом сечении сопла, имеющие определяющее значение для ЖРД. По этим оценкам лучшие результаты имеют однопараметрическая модель [67] и интегральная методика [1], отличие которых по и от трехпараметрической модели [48] не превышает 3-6%. Из двухпараметрических моделей приемлемой можно считать лишь модель [78]. Для модели [78] и алгебраической модели [77] отличие не превышает 8-9%. Что же касается двухпараметрических моделей [84] и [92], то они не могут быть рекомендованы для расчета пограничного слоя в соплах ЖРД, так как их отличие по и достигает 30-40%.
Таким образом, проведенное авторами модели турбулентности численное исследование показало, что трехпараметрическая дифференциальная модель [48], как наиболее физически обоснованная, апробированная и достаточно универсальная для сжимаемого пограничного слоя, может быть использована для пограничного слоя сжимаемого газа с различными граничными условиями.
Исследование влияния отсоса на стенке на теплообмен и трение в турбулентном пограничном слое
Полученные в расчетах результаты в основном соответствуют экспериментальным данным [76] с учетом того, что как и в экспериментах [74] пористая труба в [76] была с еще большей шероховатостью, а при определении интенсивности турбулентности использовалась не полная энергия турбулентности E, а величины или , измеренные в эксперименте.
Проведено численное исследование течения и характеристик турбулентности в трубе в широком диапазоне интенсивности отсоса и протяженности участка отсоса.
Показано, что при слабом отсосе как при постоянной, так и при убывающей (пропорционально числу Рейнольдса) по длине интенсивности отсоса профили скорости становятся более наполненными, интенсивность турбулентности в большей части сечения трубы уменьшается, а на оси трубы она сначала возрастает, а затем убывает по длине. При сильном постоянном по длине отсосе с ростом интенсивности отсоса профили скорости вытягиваются, интенсивность турбулентности возрастает, т.е. имеет место турбулизация потока. При этом средняя по сечению скорость потока (число Рейнольдса) существенно падает, а предельная длина отсоса сокращается.
Полученные результаты численного исследования в основном соответствуют экспериментальным данным, однако для достижения их лучшего согласования необходимо учесть ряд особенностей проведенных экспериментов, в частности, значительную шероховатость стенок трубы, условия на входе в участок отсоса. Поэтому из-за значительного числа параметров задачи представление результатов в виде обобщенных критериальных зависимостей затруднительно и до настоящего времени.
Представленные в данной главе результаты расчетов явились первым этапом исследования, посвященного изучению совместного влияния отсоса, трения и теплообмена на течение в дозвуковом канале устройства энергоразделения (рис. 1.3). В дальнейших расчетах необходимо учитывать все три фактора, так как, согласно экспериментальным данным [9], в зависимости от соотношения указанных воздействий, поток может как тормозиться, так и разгоняться.
Для расчета течения и теплообмена в сжимаемом турбулентном пограничном слое на пластине была использована система уравнений (2.1-2.3) при значении n=0, что соответствует обтеканию плоской пластины. Для определения турбулентного потока тепла , входящего в уравнение энергии, использовалась гипотеза (2.7), основанная на введении постоянного по толщине пограничного слоя турбулентного числа Прандтля Входящий в уравнение движения продольный градиент давления в общем случае вычисляется по распределению числа Маха вдоль стенки. В рассматриваемом случае постоянства числа Маха .
Индексы « » и « » в граничных условиях и далее относятся к условиям на стенке и в набегающем потоке, а «1» и «2» – к условиям в сверхзвуковом и дозвуковом потоках.
В начальном сечении ( ) задавался пограничный слой, толщина потери импульса в котором соответствовала числу , с ламинарным профилем скорости и соответствующей температурой.
Профили функций , , задавались как в [36]. Интенсивность турбулентности в обоих потоках на входе принималась равной . Масштаб турбулентности в набегающем потоке принимался достаточно большим, чтобы вырождение турбулентности на расчетной длине было незначительным.
Расчеты проводились в следующей постановке (рис. 4.1). Пластина с одной стороны обтекалась сверхзвуковым потоком газа ( ) с постоянной скоростью при температуре торможения . С другой стороны ее обтекал дозвуковой поток ( ) при той же температуре торможения.
Входной участок пластины длиной полагался непроницаемым и теплоизолированным. Длина его ( =100 мм) была выбрана так, что проницаемый участок пластины длиной =300 мм находился за областью перехода в пограничном слое от ламинарного режима течения к турбулентному.
Далее по потоку осуществлялся вдув (отсос), интенсивность которого линейно нарастала на небольшой длине и далее оставалась постоянной по длине пластины. В качестве газа набегающего потока был принят аргон, теплофизические свойства которого при умеренных температурах близки к свойствам идеального газа.
Расчеты проведены для трех вариантов: непроницаемая теплопроводная пластина длиной и проницаемая пластина той же длины с вдувом и с отсосом; результаты расчетов приведены на рис. 4.1-4.7 в конце проницаемого участка. При анализе результатов расчета использовалось интегральное соотношение энергии, полученное в [36] на основе уравнения энергии для энтальпии торможения = , здесь - тепловой поток в стенку, - конвективный поток энтальпии, обусловленный вдувом (отсосом) газа через стенку.
На рис. 4.2 для трех упомянутых выше вариантов представлено изменение по длине пластины потоков (a) и (b). Как видно, при вдуве газа в сверхзвуковой поток тепловой поток (линия 2, рис. 4.2,a) уменьшается по сравнению со случаем отсутствия вдува (линия 1, рис. 2a), а поток (линия 2, рис. 4.2,б) становится отрицательным, что приводит к уменьшению суммарного потока . При отсосе газа из сверхзвукового потока оба потока (линия 3, рис. 4.2,a) и (линия 3, рис. 4.2,б) положительны и суммарный тепловой поток выше, чем при отсутствии вдува.
На рис. 4.3 для тех же вариантов представлена зависимость от числа Прандтля удельной (на единицу длины) мощности , поступающей в сверхзвуковой поток газа
Как видно из рис. 4.3, для непроницаемой стенки (линия 1) мощность, поступающая в сверхзвуковой поток газа, а, следовательно, и тепловой поток, с уменьшением числа возрастают.
При этом профиль температуры торможения (рис. 4.4), особенно в пограничном слое со стороны сверхзвукового потока, существенно зависит от числа . Перестройка профилей температуры при сопровождается сменой направления теплового потока, что иллюстрируется изменением наклона зависимости в окрестности стенки -0.01 0.01 ( –толщина теплового пограничного слоя).
Пластина с одной проницаемой вставкой
Изменение температуры торможения по сечению пограничного слоя представлено на рис.5.11,в. В сечении 1 профиль температуры имеет значения, соответствующие развитому турбулентному течению. В сечении 2 наблюдается общее повышение температуры в пограничном слое, что можно объяснить тем фактом, что более холодные (в случае Pr 1) пристенные слои газа отсасываются, что в целом приводит к общему повышению температуры в пограничном слое, и особенно в пристеночной области. Профили 3 и 4 демонстрируют резкое снижение температуры на непроницаемой стенке вслед за проницаемым участком (линия 3), и затем последующую турбулизацию потока в непроницаемой области (линия 4).
1. Проведено численное исследование пограничного слоя на проницаемой теплоизолированной стенке в сверхзвуковом потоке с отсосом газа.
2. Показано, что при отсосе газа из турбулентного пограничного слоя можно получить значительную разность между средней температурой газа в пограничном слое и средней температурой отсасываемого газа. Исследовано влияние чисел Прандтля и Маха набегающего потока на величину температурной стратификации, которая во многом определяется значением интенсивности отсоса и, следовательно, общим расходом отсасываемого газа. Наиболее сильно стратификация проявляется для газов с малыми значениями числа Прандтля.
3. Установлено, что при интенсивном отсосе газа в пограничном слое на участке непроницаемой пластины, следующим за проницаемой стенкой, температура стенки резко падает. Причиной образования зоны с пониженной температурой стенки является ламинаризация пограничного слоя на проницаемой стенке при интенсивном отсосе с выходом на режим асимптотического отсоса, о чем свидетельствует изменение толщины потери импульса и эволюция профилей скорости и интенсивности турбулентности по длине пластины.
Основные результаты расчетов опубликованы автором в [43,44,56]. Постановка задачи Для расчета течения и теплообмена в сжимаемом турбулентном пограничном слое на проницаемой пластине была использована система уравнений неразрывности, движения, энергии (2.1-2.3), дополненная уравнением бинарной диффузии химически невзаимодействующих газов при n=0 (плоская задача):
Здесь с – относительная массовая концентрация вдуваемого газа в смеси с газом основного потока (концентрация которого равна 1 – с), D – коэффициент бинарной диффузии газа. Отметим, что в уравнении диффузии отсутствует член потока массы, обусловленный термодиффузией, которым в рассматриваемом случае, как показано в [49], можно пренебречь по сравнению с рассматриваемыми членами.
Дополнительный поток тепла в уравнении энергии (2.3), обусловленный градиентом концентрации в бинарной смеси газов, имеет вид [36,85]: Здесь - молекулярное число Шмидта, и - температуры газов, индекс “c” соответствует газу, концентрация которого равна с. Если принять гипотезу о постоянных по толщине и примерно равных турбулентных числах Прандтля Prt и Шмидта Sct ( = =0.9), то членом [36,85] в уравнении энергии системы (2.3) можно пренебречь по сравнению с турбулентным переносом тепла. Турбулентный поток массы вычисляется аналогично турбулентному потоку тепла (2.7):
Турбулентное число Шмидта считается постоянным по толщине пограничного слоя и примерно равно турбулентному числу Прандтля . Входящий в уравнение движения продольный градиент давления в случае постоянства числа Маха равен нулю: . Граничные условия имеют вид:
Здесь , - массовая скорость и концентрация вдуваемого газа на стенке, - интенсивность вдува. Граничное условие позволяет определить величину , которая заранее неизвестна. На внешней границе пограничного слоя ( ): Здесь , – функции, описывающие течение в набегающем потоке, а функции и описывают вырождение турбулентности в этом течении. Величина выбирается из условия гладкого сопряжения решения.
В начальном сечении все величины задавались, как в расчетах глав 4 и 5. Теплофизические свойства рассчитывались по полуэмпирическим формулам для многокомпонентной смеси газов, а плотность – по уравнению состояния идеального газа.
Пластина обдувается потоком газа с постоянной скоростью и температурой торможения . Начальный участок длиной 100 мм (где происходит переход от ламинарного пограничного слоя к турбулентному) и пластина в области газовой завесы принимаются непроницаемыми и теплоизолированными. Проницаемый участок расположен в области развитого турбулентного пограничного слоя. Вдув инородного газа осуществляется по всей длине проницаемого участка. Его интенсивность линейно нарастает на небольшой длине и далее остается постоянной.
Расчетная схема: а – одна вставка длиной L1 с интенсивностью вдува ; б – две вставки длиной L2=L1 и интенсивностью ; в - две вставки длиной L3=L1/2 и интенсивностью
Согласно расчетам, проведенным в [34] для четырех пар газов H2-Xe, He-Xe, He-Ar, H2-Ar, наименьшая температуры стенки в области газовой завесы наблюдается при вдуве водорода в ксенон. Исходя из этого, расчеты были проведены для случая пластины, обтекаемой сверхзвуковым потоком газа ксенона (Xe) (число Маха М=3, температура торможения ) с постоянной скоростью (рис. 6.1,а). Вдуваемый газ – водород (H2) с температурой Тj=350 K и постоянной интенсивностью вдува . Проведен сравнительный анализ результатов для пластин с различными длинами проницаемого участка L1 (при этом в случае постоянной интенсивности вдува с увеличением длины вставки увеличивается общий расход вдуваемого газа G=jw1 L1).
Результаты расчетов для различных длин проницаемой вставки представлены на рис. 6.2 – 4.4. Как видно из рис. 6.2, минимальная температура стенки находится в области газовой завесы при любой длине вставки, причем существует область, в которой температура стенки ниже температуры вдуваемого газа.
Согласно расчетам (рис. 6.2), зависимость минимальной температуры стенки Tw от длины проницаемой вставки имеет экстремум, то есть при меньших длинах вставки и, следовательно, при меньшем расходе вдуваемого газа (водорода) можно получать более низкие температуры стенки. Подобные расчеты в дальнейшем можно использовать для оптимизации выбора длины проницаемого участка.
Полученное изменение температуры стенки Тw можно объяснить зависимостью числа Прандтля смеси Prw от концентрации легкого компонента Сw (рис. 1.4), как и было предложено в [34]. В данном случае координата пластины, соответствующая минимальному значению Prw, с уменьшением длины проницаемого участка также уменьшается (рис. 6.3), так как в этом случае падает концентрация водорода на стенке (там же). Минимальному значению Prw =0.17 для смеси H2 – Xe соответствует значение концентрации водорода Cw=0.9%. Отметим, что эффект уменьшения температуры стенки в области завесы ниже температуры вдуваемого газа Tj имеет место не при любых значениях температуры Tj (рис. 6.4), а только при величине Tj не ниже температуры теплоизолированной стенки с вдувом (Tj=300 К, линия 2) в конце проницаемого участка (линия 7). При более низких температурах (Tj=250 К) этот эффект подавляется интенсивным теплообменом между “холодным” вдуваемым газом и “горячим” газом набегающего потока. Стоит отметить, что данный эффект сохраняется даже при температурах вдуваемого газа выше температуры торможения набегающего потока (линия Tj=450 К), которая во всех расчетах принята равной .
