Тепловая защита Полежаев Ю.В., Юревич Ф.Б. (1013698), страница 10
Текст из файла (страница 10)
Анализ показывает, что за определяющую энтальпию при расчете теплообмена на боковых поверхностях должна браться не энтальпия торможения, а энтальпия восстановления. При 1 =1„тепловой поток в стенку равен нулю. В общем случае энтальпня восстановления равна: 1 =1„+ г —, 1„=1', оз=из121 . 1+ы ' г Из этих соотношений следует, что на нагрев поверхности затрачивается не вся кинетическая энергия направленного движения газового из потока, перешедшая в тепло, а только ее часть г — ', где г(Е Пара- 2 метр г называется коэффициентом восстановления, причем он зависит главным образом от режима течения в пограничном слое и значения критерия Рг.
Для газов при ламинарном течении г=Рг", а при турбуленгно г рго,зз Необходимо отметить, что у полусферы максимум нагрева наблюдается в точке торможения лишь при ламинарном пограничном слое. Если происходит переход к турбулентному течению, то максимальная интенсивность конвективного теплового потока имеет место в «звуковой» топке, т. е. в точке касания звуковой линией контура тела. Последнее обстоятельство связано с максимумом массовой скорости (ри) „, газового потока в звуковой точке, т.
е. при М= 1. Переход ламинарного пограничного слоя в турбулентный происходит при критическом значении числа Рейнольдса Ке,р. Определение точки, вернее, зоны перехода осложняется большим количеством параметров, влияющих на него. Можно считать установленным, что критическое число Рейнольдса на теплоизолированной пластине зависит от числа Маха. Установлено также, что зона перехода может быть весьма протяженной и превосходить по длине участок с ламинарным режимом течения. Охлаждение стенки затягивает переход.
Опытным путем установлено, что на тонкой теплонзолированной пластине такой переход имеет место при Ке„р--5 10з. В общем случае число Рейнольдса рассчитывают не по расстоянию вдоль поверхности, а по так называемой толщине потери импульса [Л. 2-3, 2-13) и принимают его критическое значение равным 200, кроме того, учитывают слабую зависимость Кевв от числа М,= ив'ш Коэффициент теплообмена сильно зависит от режима течения.
В переходной области с увеличением числа Рейнольдса он монотонно возрабз стает от величин, соответствующих ламинарному течению, до величин, Распределение теплового характерных для турбулентного потока. На рис. 2-8 показано изменя ние коэффициента теплообмена при смене режима течения. В перехоз ной области коэффициент теплообмена описывается формулой Я = аКе ' '', ГДЕ Я=а/(СРР,иа) — ЧИСЛО СтЕНтОНа, КОЭффИЦИЕНт а=((тяЕир). Для расчета теплообмена в турбулентной области течения использ) ется большое число эмпирических методов, но все они не позволяют пр< водить экстраполяцию за пределы тех значений определяющих кригя риев, для которых онн получены.
При определении коэффициент теплообмена а на плоской пластине с постоянной температурой использт ется эмпирическая формула [Л. 2-13] ЯХ О,8 там 0,80 0481 и 1 240,11 Кп = — = 0,0296Ке„,' ( — 1' Рг„: (1+ — гМ,~ ' Х вЂ” о,г — о, 1 — турбулентное течение, 81 0,088 ке ' Рт у — переходное течение; д — ламинарное темни — 0,8 — О,б М-а,абгяе ' Рт ' ~Л. г-18Ь Оизические пар метры взяты при температуре стенки. где г — расстояние от поверхности тела до оси симметрии. Заметим, что аналогичный метод используется и для ламинарног пограничного слоя, но при этом показатель степени при радиусе раве двум.
Введение эффективной длины позволяет свести расчет теплооб мена на поверхности тела произвольной формы к простым критериала ным соотношениям. Если при расчете теплового потока использовать разность энталя пий (вместо разности температур поперек пограничного слоя), то мол но получить достаточно надежные результаты и при наличии диссоциации набегающего газового потока.
Широко распространен метод, согласно которому предполагается, что местные характеристики пограничного слоя на теле произвольной формы можно рассчитывать по соответствующим а формулам для плоской пла- ! г стивы. Для каждого сечения на поверхности рассматриваемого тела подбирается длина пластины х х,фф, на которой нарастает пограничный слой с той же толщиной потери импульса. Для сферы ця х Ре пе г(х) бх ад х о а нана и гб!Я 0,1 Ре ме г ~ае 10 108 онвектнвныя теплообыен в газовом потоке ев Определенные особенности имеет расчет трения и теплообмена на шероховатой поверхности.
Шероховатость поверхности может ускорить переход к турбулентному режиму течения н привести к увеличению поверхностного трения и интенсификации конвективного теплообмена. В переходной области теплообмен также усиливается. При анализе трения, введя так называемую песочную шероховатость, удалось исключить из рассмотрения форму элементов шероховатости. Отношение высоты эквивалентной песочной шероховатости к толщине ламинарного подслоя является параметром, характеризующим степень ее влияния на величину трения. Если высота шероховатости меньше толщины подслоя, она не влияет на трение.
В этом случае поверхность считается гладкой. Когда высота шероховатости значительно превышает толщину ламинарного подслоя, определяющим становится сопротивление формы шероховатости: при этом с,перестает зависеть от числа Ке н определяется только высотой шероховатости. В промежуточной области ст зависит как от высоты шероховатости й, так и от Ке. С увеличением местного числа Маха влияние шероховатости на трение уменьшается. При исследовании теплообмена не удается найти эквивалентную характеристику формы шероховатости (подобную песочной), поэтому данные различных авторов, полученные на разных моделях, расходятся. Рис.
2-2. Влияние высоты ыеретеиатестн и иа етмесительиые вееФФмциенты трении Установлено, что в той области, где м тенлеебмеиа ВГБИЛ. 2ЛСЬ трение уже не зависит от числа Ке, теплообмен все еще продолжает им гам м определяться, т. е. аналогия Рей- с с,с г'се нольдса нарушается. ЭксперименЯ2 ты при сверхзвуковых скоростях обгв текания, показали, что рост шерохо- 0евз' ВаГОСтн ДО ОПРЕДЕЛЕННОГО ПРЕДЕЛа 28 увеличивает тепловые потоки в 1,5— 2 раза, при дальнейшем увеличении высоты выступов коэффициент теп- 3! лообмена не меняется (рис.
2-9). 24 Интересно отметить, что при че- редовании гладких и шероховатых 1,2 участков поверхности значения ко- эффициента теплообмена целиком еа определяются местными условиями, ~а- ~анм если длина участка составляет 2— 3 толщины пограничного слоя. При таком чередовании поверхностей быстро происходит установление режима течения, определяемого только локальной окрестностью рассматриваемой точки поверхности. Указанное обстоятельство важно иметь в виду при использовании встроенных датчиков в эксперимен- тальных исследованиях. Глава третья ПЕРЕНОС ТЕПЛА ВНУТРИ ТЕПЛОЗАЩИТНОГО ПОКРЫТИЯ Влияние теплового потока на зависимость температуры поверхности от времени Исследование процессов нестационарного переноса тепла внутри теплозащитных покрытий необходимо в двух случаях: при определении толщины теплоизолирующего слоя; при расчете температуры внешней поверхности (и одновременно толщины унесенного слоя, если на этой поверхности допускается разрушение материала).
Конвективный или радиационный тепловые потоки, подведенные извне к поверхности теплозащитного покрытия, в общем случае поглощаются илн рассеиваются за счет следующих аффектов: (р+ (,= и(ср)й(~.— и+Ча = ~вМ~„.+ тепловой эффект плавления +еоТ' +д +д, +6 ЛЯ„, нэлучение с ~ тепловой поток, )тепло, отводил тепловой эффект фиповерхностн ~ идущий на прог- мое эа счет анко-химических Рев внутренних адуев 1 превращений на слоев повеотносги (3-1) В данном уравнении суммарный расход массы бтх — — 6 +6д+6гтл, т. е. складываетсЯ из массы вещества, образующейся при поверхностных превращениях, выделяющегося в толще покрытия газа, и массы, уносимой с пленкой расплава. Две последние составляющие теплового баланса (3-1) однозначно определяются при задании расхода вдуваемых или газифицнрованных компонент материала сгм, который во многих случаях за- Перенос тепла внутри тепловапгитного покрытия висит лишь от внешних параметров [коэффициента теплообмена (а/ср)о, энтальпип У, и давления р,| и температуры поверхности Т .
Здесь де и дп — конвективный и радиационный тепловые потоки к непроницаемой стенке, е — степень черноты поверхности. Подробнее эти вопросы будут рассматриваться в последующих главах, посвященных пористому охлаждению и механизмам разрушения различных классов материалов. Величина дк зависит от температурного поля внутри покрытия, а также от коэффициента теплопроводности материала, как это следует из закона Фурье: (3-2) где гг — нормаль к поверхности тела. Для решения поставленной задачи необходимо использовать более общее уравнение сохранения энергии в конденсированной фазе (уравнение теплопроводности), в котором должны быть учтены все процессы внутри теплозащитиого покрытия, связанные с поглощением или выделением тепла.
В практике расчетов теплозащитных покрытий используются многие соотношения, полученные теорией теплопроводности [Л. 3-1; 3-2). В настоящей главе мы уделим внимание лишь тем задачам, которые не затронуты классической теорией и отражают специфику поведения тепло- защитных материалов. В основном они сводятся к определению влияния теплового потока на характер изменения температуры поверхности, нахождения зависимости температурного поля внутри теплозащитного покрытия от скорости разрушения внешней поверхности и переменности теплофизических свойств, а также наличия внутренних физико-химических превращений.
Последовательность изложения будет соответствовать переходу от простых задач к более сложным, при этом все полученные результаты базируются на одномерном уравнении теплопроводности. Такое допущение вполне правомерно, когда глубина прогрева илн расстояние по нормали к поверхности, на котором срабатывается перепад температур Т вЂ” Тщ существенно меньше расстояния вдоль поверхности, на котором происходит такое же изменение температуры. Очевидно, что подобное предположение несправедливо при резком изменении теплового потока це вдоль поверхности тела или при достаточно высоких значениях коэффициента теплопроводности материала Л.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
