Chang_t2_1973ru (1014103), страница 22
Текст из файла (страница 22)
ХО'+ е. а Константа р, соответствующав процессу иониаации, равна )) ж Ь 10 '1Т Ме ™опт сиз/с (Т в градусах Кельвина). Константа а, соответствующая процессу рекомбинации, равна п 340-зТ "' смзlс. Чтобы определить полную скорость изменения плотности ионов в течение процесса быстрого расширения, процессом ионизацнв можно пренебречь, что дает ИпУГ = п (11 1п рЮ) — пнз.
Первый член в правой части этого уравнения соответствует изменению плотности электронов вследствие расширения без рекомбинации, а второй член представляет обычную скорость рекомбюпции при постоянном объеме. Производная от логарифма плотности газа при расширении а'(1п р)1ат около тупого тела приблиавтельно обратно пропорциональна времеви прохождения потока около тела: Ы(1вр) л а1 й' Два члена в правой части уравнения для апйй становятся сравнвмыми по величине, когда И= — 1 ал ' твчзнив В сиада ГЗ7 и — плотвость электровоз в точке па поверхности сферы, где начинается процесс быстрого рэсжиреккя. Результаты вычислений показывают, что на высотах более 60 км степень иовиаацви приближается к квааиравковеспой для всей системы.
Скорость рекомбинации атомов Основными реакциями, определяющими местную степень диссоциацви воздуха, являются: о +и о+о+и; В!з )ц,+и к+)ц+м; ьэи ы ко+и р)+о+и; ьаэ О+К, ~~ КО+К; Р)+Оэ — КО+О. Хотя реакции обмена (последвие два уравнения) эффективны в сочетании с диссоциацией счэ и Оэ, в процессе быстрого расжирепия ояи ве имеют важного зяачеввя, так как ве измекяют отпосктелького количества атомов и молекул в системе. Поэтому скорость рекомбинации атомов будет определяться трехкомповевтвыми процессами рекомбинации (первые три уразпения приведеквой выгле системы). Константы обратных процессов йсл, й,и, йэв близки по величине.
Поэтому, если преввбречь различием твпов атомов, участвующих в рекомбивации (и типом атомов третьего компонента И), производяая от концентрации атомов в процессе быстрого расширевия будет равна ~~ллй« = †(иИ + йаплвм). Если взять среднее звачеяие, то йэ = 40-ээТ-э~э смэlс, где и„ вЂ” ковцеятрация всех атомов ва сфере, а нм — копцевтрация всех частиц ка сфере.
Кроме очевь иизких высот процесс рекомбивации атомов в следе перавповесвый. Концентрации электровоз в ламинарном следе за сферой в квазираввовесвом состоянии при скорости 6,7 км!с ва высоте 60 км указавы ва фиг. 54. Нетрудно заметить, что иовизоваввый след эа тупым ГЛАВА тгп телом имеет четко выраженное ядро, диаметр которого сравним с диаметром тела. Внутри ядра концентрация электронов почти не меняется, за исключением области, примыкающей к телу, но на внешней гравице ядра концентрация электронов резко пцдает, образуя хорошую отражающую поверхность для электромагнитных волн с частотой, меньшей частоты плазмы внутри ядра. резкое падение концентрации электронов в радиальном направлении вызвано быстрым уменыпением интенсивности головной ударной волны яяа и 20 30 р гваа ае еа аферой е дааеетра» Ф и г.
64. Коицеитрвдии электровоз в следе зв сферой ири скорости 6,7 иго'с ив вмсоте 60 км [84). расчет вравевовввев двя веввиервага рееяовеевога иеаевтроивчесея расмирявиггоев частого еоевтвв. при удалении от оси тупого тела. Изменение концентрации электронов в осевом направлении внутри ядра обусловлено падением давления в гкперзвуковом потоке. Известно, что для уменьшения давления за головной ударной волной при гиперзвуковых скоростях до давления окружающей среды требуется значительное расстояние.
В дальней части следа после падения давления до значения в окружающей среде концентрация электронов внутри ядра изменяется либо вследствие диффузии, либо вследствие других типов диссипации. Ионкаация примесей, потенциал иониаации которых существенно ниже, чем у 140 (таких, как металлы, особенно из группы щелочных и щелочноэемельных), может коренным образом повлиять на распределение концентрации электронов в следе.
Однако примеси с потенциалом ионизации, равным нли превышаю пшм первый потенциал иониэации гчО, который составляет 9,25 эз (например, большинство неметаллнческих элементов и органических соединений, или элементов с высоким электронным сродством, как галогены), не изменяют распределения концентрации электронов. течение В следе 2.2.3. Переход га в й Ф и г. 55. Рвсстопиие сперех между осью цилиндра и точкой перехода в следе в еввисвиостп от обратного вивчепип едипичного числа Рейиольдсв набегающего потока длп трех цивпидров 1691. В настоящее время интенсивно изучается переход ламннарного течения в следе в турбулентное. Пока еще пе навестив ясходная причина перехода, хотя представляется, что неустойчивость илн сход вихрей с тела вызывают возмущение ламинарного течения.
Переход течения в следе зависит главным образом от высоты нли атмосферного давления и плотности, а также от размеров тела, но слабо зависит от скоро- 26 сти 1881. При входе тела цк» в верхние слои атмосферы О та с постоянной скоростью о 6 и 2,6 аа ним образуется ламинарный след, но по мере того, как тело спускается, ламннарный след переходит в турбулентный и точо ка перехода перемещается по направлению к телу. Б Переход может быть определен различными спосо- ~ ""и'Р ~ ~сер бами: методами термоанео мометрии, по изменению электрического тока, с поз 2 мощью съемочной камеры оке ю' барабанного типа по понюкевию скорости светящегося течения, шлиренметодами по началу изменения плотности и с помощшо радиолокационных измерений по резкому росту ультравысокнх частот.
Переход в следе за круговым цилиндром прн М =- 5,8 происходит при числа Рейнольдса Ке„,р„ = 5,5 10с — 7,5 ° 10' [891 нли приблизительно при Кееерет 7 10е 1901, вычисленном по расстоянию до области перехода от оси цилиндра и условиям внешнего потока. Если Ке„р, вычисляется по расстоянию от эффективного начала и по локальным условиям в потоке при М = 5,7, то Кеп,ре„— -- 8,5 10с [91]. Расстояние между осью цилиндра и точкой перехода в следе х„,р,в определяется по числу Ке, вычисленному для единицы длины, с помощью простой зависимости, полученной Деметриадесом [89] (фиг. 55).
Переход течения в следе эа тонким телом происходит сразу аа горлом или на некотором расстоянии от него по потоку вследствие (46 глава чгп неустойчивости течения. Расстояние до перехода в следе за тонким телом не зависит от раамеров тела, в отличие от течения в следе за тупым телом [92). Другой отличительной особенностью перехода в следе за тонким телом является существование некоторого зффективного начала отсчета расстояния перехода.
Переход за тонким телом происходит на расстоянии, отсчи— — ч — тываемом от этого эффекЛили«Зайти тивного начала, положеве,в~к* ние которого связано с 2 динамической устойчивостью. Существование та- еФ кого начала отсчета, вероятно, обусловлено распространением неустойчивоу в«ч сти посредством дозвукого вых возмущений [93). На фиг.
55 представлены чис- 6 ф ла Рейнольдса перехода Чк«,ь в следе за клином, вычисо ленные по формуле о и м1 ««7) (~жрет ~«)'Р М м «ютг а«рех р в где аз — координата аффективного начала отсчета. 2 Как для сферы, так и для конуса расстояние до точки перехода изменяется линейно с изменением местного числа Рейнольдса на границе следа в области (лпе ет )«)) ~ 30 (фиг. 57) ариола Рейнольдса перехода для тупых и острых тел рааличаются примерно в 4 рава (фиг. 57) [94[. На большом удалении от тупого тела (л„р, /«[ 50) расстояние до перехода резко возрастает, приближаясь к асимптотическому аначению, при уменьшении местного числа Рейнольдса на граннце следа. Поэтому «наименьшее критическоез число Рейнольдса в следе, ниже которого след полностью яаминарный, можно определить по фиг.
57. Коли расстояние перехода представить в зависимости от р «( [95[, то оно не будет зависеть от скорости полета. Несмотря на различия перехода в следе за тупым и острым телом, можно найти универсальное соотношение, подбирая соот- О ю о ео зо ло ц«раз Ф н г. 66. Измеаеаае числа Рейвольхеа перехода (зверху), коордззатм аффективного начала отсчета ра«стояния сер«хода а« (в середине) и местзого числа М ва грашще «леда (заяву) з а«взаимо«та от местного угла клина (62). а*-ь-, ю*. тачанки В следи зетстзующим образом функциональные сзяви заиисимых и независимых переменяых, влияющих на переход (фиг. 58). Чем обусловлена такая универсальная корреляция между (Ве„„~,) х х (М (М,)е и М, неиззестно. ЮО ло я и О,з о.! Ю' 2 В Юе 2 С Юа г В Ю' Ве Пг и г.
57. Расстониие от гораа следа до точии перехода в зависимости от местного числа Рейнольдса на границе следа 194!. 23.!ое Длв "г'нтса *пере» и ", ллв севом »пере» в,с гоа — — 1оой гас В! — единичное число реанслвдса. гг! ° данные вля сФеры, еычвсленнме вс параметрам потопа в начале туубулентнога участва; О данные дла сферы, нычнслевиые но паражтраи иевае«сго нотона ва сон; + даниеге дла нонуса, емчесленные по свепннм еначевнлы пауамегное потова !З!апегу, С!ау, Раув. Лнеа, М В, Вш — ВЫ <ГЕВ2Л.
Результаты, приведенные на фиг. 58, могут быть анпроксимирозаны кривой (951 М ! р Iроо и где хс,у,» — расстояние до точки перехода от донного среза тела (з метрах), индекс 00 относится к атмосферным условиям на уровне моря, а значение Мо определяется из соотношений 1я Мо = 4,744 + 0,124М + 0,00976М', М (( 8; 19М* = 5,48+ 0,11М, М >) 8. ГЛАВА ЧП1 Число Маха иа внешней гравице пограпичиого слоя М, связано с числом Маха пабегашщего потока М сооткошеиием )~уе (6(М +5) М* еже(1) 7М ~в!и (! — ! ! !.
5(М' 6!пер+5) ! ' а значение 6(пе() можно определить из уравнения 1и' -!-2 (6!Лир)е — ( ~ +4,46!пв В) (В!пв())е+ М + ~,+ +(0,36+ — ', 6!пей) ) (6!пе()) —, =О, где 8 — половина угла при вершине конуса или половика угла клина для ковических тел, комбинаций сфера — конус и клиньев; В = л(2 для сферы и цилиндра. (В последяем случае () = я)2.) 16' ~)во 1ОЕ 6 6 в 16 1оо О 2 6 6 6 1О 12 И М Ф и г. 56. Коррелиции данных по переходу в следе [65].
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
