Жидкостные ракетные двигатели Волков Е.Б. Головков Л.Г. Сырицын Т.А. (1014157), страница 32
Текст из файла (страница 32)
Излучающий объем делится на два слоя: ядро и пристеночный слой, в каждом из которых состав и температура газа считаются постоянными, но различающимися между собой. Видно, чтоданная схема не учитывает перемешивание пристеночного слоя с ядром потока, что снижает точность расчета д, „, но существенно уменьшает объем вычислений. Так как золшина неперемешанного пристеночного слоя меньше, чем перемешанного, то н поглошательная (защитная) способносзь и отношению к лучистым потокам у первого ниже, чем у вго рого. Следовательно, принятая модель процесса дает завы шенные значения д „. Такая неточность увеличивает надежность охлаждения стенок и поэтому является приемлемой. При наличии пристеночного слоя расчет излучения от НаО и СОа из ядра и присгеиочного слоя удобнее проводить раздельно, поэтому ,ун'сз .1 йи с ~ ~ ахмет + ~ук, мст н,о н,о соз сО, ,т«.
Мс«| «' х «л. сT| «с01 0 с~ "и ь со, «. с ' (3.28) где Т,« — температура газа в прист«ночном слое, соитветст. й~ и з |д |иному ~|аале нию в камер|н и, « й ь «. ~ й, с 'н,о + 'со„'н,о 'со, (3.29) «. с и. с 'н,о + 'со, Заметим, что при нахождении нзлучательпых характеристик газов прнстеночного слоя делается допущение в том, что последний является плоскопараллельным н имеет бесконечно большую протяженность прн толщине, равной Не, Значение Н~, устанавливается расчетом (см. й !.4).
ь)тобы определить д,"." (лучистые потоки из ядра на стенку), необходимо сначала найти лучистый поток из ядра на поверхность прнстеночного слоя |/и".', затем учесть прозрачность прнстеночного слоя и увеличение поверхности облучения. Поскольку расчетные выражения для |/„","<', и аналогичны, выведем формулу только для ф" . Поток излучения паров воды на поверхность пристеночного слоя ра- вен Чй',"о' = г«'й,о "яТв где ҄— термодинамическая температура газа в ядре по- тока, и 'й о + 'со, — 'н о'со, я я я х « а я 'н,о + 'со, В прнстеночном слое часть этого потока поглотится и на стенку упадет удельный поток излучения, равный (3.30) где «', — эффективная степень черноты стенки; х„, — коэффициент, учнтыва|оший взаимное поглошение излучения ПзО н СО~ в пристеночном слое.
169 где индексы «я/ст» н «п.с/ст» означают лучистый поток из ядра па степку и нз прнстеночного слоя на «генку соответственно. Значения слагаемых Тй "о' и |Т", "" определяются по формулам, аналогичным формуле (3.26), т. е. а«. и«| с «' „«з ~ 7'» '~но «с««с н~о «.с Значения е'„п х„„определяются соотношеппяхп! (3,23) н (3.29).
Величина у учитывает уменьшение удельного лучистого потока вследствие распределения его на боковую поверх~ность камеры сгорания Я„, большую, чем боковая по. верхность пристеночного слоя 8„, т. е. '~(к(к !(к !г 8п. с 8ч. ч Величина р=0,70! представляет собой среднюк! степень прозрачности пристеночншо слоя к пзл,ченик! НаО и СО„, Таким обра~зоз!, окончательн!! !(гьо г ', ~яхч.ь !з,оте(, 13.32) и по аналогии (3 33) Излучательные характеристики (гзО и СОз в условиях камеры ЖРЛ Излучательпыми характеристиками газа называются величины, определякнпиг питгнспннос'!'!, его и щ!'!еппя, к которым относятся средняя длина пути луча ( и степень черйотлз е. Средняя длина пугп луча про(чставляс! гобой радиу такой газовой полусферы, излучение которой зквивзлептно излучшппо газового тела дап!н!и формы, Величина ( рассчитывается по следующим упрощеншзм з !виспмогтям: -- для га.!оного шара дн!!т!етром ( =-- 11,0н(; — для плоскопараз!лег! но!'о гг!оч о!'гкоиечиых размг ров и толщиной (I (= 1,8(У; — для цилиндра с длиной, разной диаметру г(, при расчете излучения иа боковую поверхность ( =- 0,6!(! — для пплппдра с длиной, рзв!юй диаметру !(, при расчет! излучения на нентр огнов,м!ия ( — — 11,77!(; 170 — для 0!сконечпо длшшого пи.пп!дра днам!т(нм! !( при рнсче! излу'!ения на боковую пон!рхиость ( =-= 0,9г(.
Степени черноты НеО и СО вычисляются по формулам: '~чо г гио'ч п,о о ~о* где а„н о и ~эсо - с~епепн черноты НтО н СОэ при ма. ,тых давлениях; Р и о и,З го — поправки на вливние паРдиального давления НгО и СОз. Значения величин е„н о и в г„и поправочных множителей ~Ч ц о и," „определяюгся по экспериментальныч графикам, экстраполированным Л. Ф. Фроловым в область высоких температур и давлений. Определяющими параметрами этих графиков служат температура газа и произведение р;! (парцнальное давление газа на срелшою длину пути луча). Парпнальные давлешш 11гО н СОг заимствуюгся нз данных термтдпнампческого расчета горения топлива.
Определение локальных значений и, в сопловой части камеры Жрд Расчет локальнгнх значений дл в сопловой части камеры двигателя очень труден, так как неопределенны состав и температура излучающей среды (эти параметры существенно нзменяюгся по длине сопла) и сложно определение средней длины пути луча. Однако незначительная роль теплоотдачн излучением по сравнению с конвективпой в этой части камеры позволяет применвть здесь (не снижая точности расчета системы охлаждения) весьма приближенные методы определения дч. Некоторые исследователи произвели расчет локальных значений д, в сопле, предположив следующее: — в каждом сечении сопла в качестве температуры излучающей среды была принята термодинамическая температуАы"- т ра Т, соответствующая данному сеченшо (Т=Т 2х'г„,) ' — средняя длина пути луча определялась как для бесконечно длинного пилнпдра с диаметром, равным диаметру Рассматриваемого сечения сопла (1=0,9Ы).
На основании этих расчетов был построен график изменения д„,, по длине сопла, изображенный на рис. 3.7. График показывает, что в камере сгорания н в докритической части сопла (до сечения с относительным диаметром ьЗ= — =1,2) лкр лучистый тепловой поток всюду примерно одинаков и равен д„,, В критическом сечении Ч',,в=05г),, „и далее соответственно убывает. Такой характер изменения д-, обьясняется терм, что его значения определяются в основном тем- 1Т! пературой газа и степенью его черноты Этп параметры в направлении к взкходпому срезу сопла убывают: температура вследствие перехода тепловой энергии газа в кинетическую, а степень черноты изменяется из-за резкого снижения давления. Экспериментальные данные хорошо рогласуются с таким РаспРеделением с7л по длине камеРы, что позволЯет тепеРь легко установить локальное значение дп в любом сечении сопла, если значение д „известно.
Рис. 3.7. Изменение па по длине сопла На рис. 3.8 изображены кривые распределения коивективного с7„, лУчистого дл и сУммаРного да=е7,+ да Удельных тепловых потоков по длине камеры. Эти графики наглядно свидетельствуют о том, что основная роль в теплообмене между продуктами сгорания и стенками камеры ЖРД принадлежит коивективной теплоотдаче. ДолЯ с7л в величине д, зависит от пРиРоды топлива и абсолютных размеров камеры, так как этими величинами в пер-.
вую очередь определяются важнейшие характеристики ин. тенсивности излучения газа — его температура и степень черноты. С увеличением Нн и калорийности топлива отношение д„(су возрастает, и особенно в пределах камеры огорамия с пристеночным слоем. Однако и с учетом лучистого тепло. 172 Восо потока нзпоолее теплонапрг!?кенныт! учзегком камеры по-прежнему осгаетсн область, прнмыкаюгцая к критическому сеченио сопла. Рис. 3.3. Раепределег~ие удельных тепловых по. токов по длине камеры В 34.
ТЕПЛООТДАЧА ОТ СТЕНОК КАМЕРЫ К ОХЛАЖДАЮШЕИ ЖИДКОСТИ При наружном охлаждении тепло от стенки камеры передается жидкости, текущей в зарубашечном пространстве. Так как температура наружной поверхности огневой стенки Ти, относительно невелика, лучистый тепловой поток в жидкость ничтожен. Следовательно, воспринятый стенкой отгаза сУммаРный тепловой поток гух пеРедаетсЯ жидкости только путем конвектпвного теплообмена. Особенности этого процесса в камерах Я(РД состоят в турбулентном характере движения охладителя, чрезвычайно высоких значениях теп-.
лового потока гуе н темпеРатУРного напоРа Т„, — Т, а также в несколько необычной форме охлаждающего тракта (узкие щели, ребра и т. д.). Кроме того, иногда давление жидкости в зарубашечном пространстве оказывается выше критического. Значительная разность температур Т,,— Т„ сильно изменяет физические свойства жидкости поперек по. гРаинчного слоЯ. ПРи больших тепловых потоках гух воз.
173 можно кипение жидкости в >р»кте охг>ангдения, а это все осложняет расчет теплоотда ш и вын>ждает расс»агривагь разгншныс сс случаи н отдельности. Те»лоотдача при отсутствии кипения жидкости в тракте охлаждения Сложность конвективного теплообмена при турб)лентном движении жидкости даже при отсутствии кипения чрезвычайно затрудняет его аналитическое исследование, Поэтому все расчетныс зависимости устанавливаются главным образом на основе экспериментальных данных, обработанных в соответствии с требованиями теории подобия. Чтобы определить локальное значение теплового потока от стенки к жидкощп, использук>т формулу 11ьютона г> = я (Т», — . У'„), (3.34) в ь >ор >и локальный ко>ффиц>снг тс>ьзо< >да и чм, гак же как и в случае теплоотда ш от продукгов сгорания к стенке камерь>, находится с помощьк> критериальных г равнении вида Ин = «(Ке, Рг). В настоящее время наиболее универсальной зависимостью подобного рода является формула Михеева М.
Л, )х(» ОГ>21 КегьвРгк>з ( '. ) ' ' (3 Вг>) гст/ в которой индекс «ж» означает, что все физические параметры жидкости (с»„Л„» >1„, н т. д.), входящие в критераи подобия, должны определяться при средней температуре жидкости в ядре потока, т. е. при Т=Т»» Последний множитель учитывает изменение физических свойств жидкости поперек пограничного слоя (при этом критерий Рг„должен вычисляться при значениях с, Л», и», отвечающих температуре Т„,). Это изменение можно учесть н специальным выбором определяющей температуры, т. е.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
