Численное моделирование процессов энергоразделения в потоках сжимаемого газа

Во введении обосновывается актуальность исследований, проводимых
в рамках данной диссертационной работы, приводится обзор научной ли­
тературы по изучаемой проблеме, формулируется цель, ставятся задачи
работы, излагается научная новизна и практическая значимость представ­
ляемой работы.
Первая глава носит обзорный характер. Вводится понятие безмашин­
ного энергоразделения как процесса самопроизвольного перераспределе­
ния энергии (температуры) потока газа. На основе анализа уравнения
сохранения полной энергии (энтальпии торможения) газового потока вы­
явлены основные физические механизмы влияющие на перераспределение
энтальпии торможения. Вводятся количественные характеристики процес­
са энергоразделения как разности между среднемассовыми температурами
торможения газового потока на «горячем» (∆ ℎ ℎ 0 ) и «холодном»
(∆ 0 ) выходах и на входе устройства. Рассмотрены наиболее
распространённые методы энергоразделения и устройства их реализации:
вихревая труба Ранка-Хилша и резонансная труба Гартмана-Шпренгера.
Основное внимание уделено энергоразделению в пограничном слое. Рас­
смотрены два устройства для реализации данного вида энергоразделения:
устройство, работающее по методу А. И. Леонтьева (устройство газодина­
мического энергоразделения) и канал с пористой (проницаемой) стенкой.
Проведён обзор работ по исследованию описанных выше устройств.
Во второй главе исследуется устройство газодинамического энергораз­
деления, работающее по методу А. И. Леонтьева. На основе одномерной
модели Вигдоровича-Леонтьева проведены предельные оценки энергораз­
деления в теплообменном аппарате, состоящем из двух соосно располо­
женных осесимметричных каналов. Во внутренний канал газ поступает
со сверхзвуковой, а во внешний кольцевой — с дозвуковой скоростью.
Для детального исследования процессов, протекающих в устройстве
газодинамического энергоразделения (см. рис. 1), разработаны одномер­
ная и двумерная (осесимметричная) математические модели. Одномерная
модель основана на известном методе Шапиро-Хоторна: дифференциал
каждой из рассматриваемых величин (скорости, давления, температуры
и т.д.) выражается через линейную комбинацию независимых элемен­
тарных факторов воздействия (таких, как трение, изменение площади
поперечного сечения, подвод тепла и т.д.); коэффициенты этих линейных
комбинаций, называемые «коэффициентами влияния», выражаются в виде
функций одной переменной (числа Маха). Основная система уравнения бы­
ла дополнена замыкающими соотношениями для расчёта коэффициентов
трения и теплоотдачи. Для учёта сжимаемости использовались предельная
асимптотическая теория турбулентного пограничного слоя Кутателадзе­
Леонтьева.
Двумерная модель основана на уравнениях Навье-Стокса осреднённых
по Рейнольдсу (RANS), уравнении энергии (как для жидкости, так и
0 1
форкамерадозвуковой канал
диффузор
соплостенка

0 ℎ

сверхзвуковой канал
2 0

Рис. 1 — Схема устройства газодинамического энергоразделения.
для твёрдого тела) и уравнениях соответствующей модели турбулентно­
сти. Дискретизация уравнений проводилась на основе метода контрольного
объёма при использовании противопоточных схем второго порядка. Для
замыкания основной системы уравнений использовались двухпараметри­
ческие дифференциальные модели турбулентности семейств ε и ω.
Кроме того, для уравнения энергии турбулентное число Прандтля зада­
валось как постоянное значение, так и на основе аналитической модели
Кейса-Кроуфорда. Для моделирования использовался коммерческий пакет
ANSYS Fluent. Дополнительные модели, например, модель Кейса-Кро­
уфорда были реализованы в виде функций определяемых пользователем
на языке C.
На основе имеющихся экспериментальных данных1 была проведена вали­
дация моделей. Рассмотренные устройства состояли из двух коаксиальных
каналов (см. рис. 1): внешнего (дозвукового) и внутреннего (сверхзвуко­
вого). Внутренний канал образован сверхзвуковым соплом, внутренней
конической или коническо-цилиндрической поверхностью (входной диа­
метр конического участка ℎ0 6 мм, выходной 20 мм; в случае
коническо-цилиндрической канала 14 мм, длина конического участ­
ка 400 мм) теплопроводной стенки (рабочим участком) и диффузором.
Наружный канал представляет собой кольцевой канал постоянного попе­
речного сечения ( 29 мм; 32 мм). Каналы разделены между
собой теплопроводной стенкой, изготовленной из латуни (λ 234 Вт{мК).
Общая длина рабочего участка составляет 0 700 мм.
Сравнительный анализ показал, что наилучшие совпадение с экспери­
ментом демонстрирует стандартная ω модель турбулентности (модель
Вилкокса) с моделью Кейса-Кроуфорда при Pr 8 0.82. На рис. 2
приведено сравнение экспериментального и расчётного распределений ста­
тического давления (a) и температуры наружной стенки (б) по длине
конического сверхзвукового канала для случая M2. 1.8; 0
13.90 атм; 0 25 °C при использовании указанной выше модели.

Здитовец А. Г., Виноградов Ю. А., Стронгин М. М. Экспериментальное исследова­
ние безмашинного энергоразделения воздушных потоков в трубе Леонтьева // Тепловые
процессы в технике. — 2015. — № 9. — c. 397–404.
, атм , °C
1D
2D
10.0
Эксп.
27.5

5.0
а)2.5б)
0255075100
{
ℎ0
0255075100
{
ℎ0

Рис. 2 — Распределение статического давления (а) и температуры
наружной стенки (б) по длине конического сверхзвукового канала.
M2. 1.8; 0 13.90 атм; 0 25 °C.

∆ , °C
∆ ℎ ℎ 0
масштаба

5
перелом

10
15Эксп.

20∆ 0
1D
2D

25
0.000.050.20.40.60.8{
1 21.0
Рис. 3 — Нагрев сверхзвукового и охлаждение дозвукового потоков при
противоточной схеме организации течения в зависимости от соотношения
расходов. M2. 1.8; 0 13.90 атм; 0 25 °C.
Для оценки интегрального эффекта энергоразделения были использо­
ваны разности температур торможения на входе и выходе для каждого
из каналов. Результаты расчётов в сравнении с экспериментальными дан­
ными приведены на рис. 3. Нагрев сверхзвукового потока и охлаждение
дозвукового представлены в зависимости от соотношения массовых рас­
ходов в дозвуковом ( 1 ) и сверхзвуковом каналах ( 2 ). Вертикальными
штриховыми линиями показаны границы критических чисел Рейнольдса
для дозвукового канала.
Использование численного моделирования позволило определить пове­
дение кривой охлаждения дозвукового потока при соотношениях расходов
близких к нулю: обнаружен минимум охлаждения при 1 { 2 0.01. Это
объясняется тем, что при противопоточной схеме течения и при малых зна­
чениях массового расхода в дозвуковом канале температура торможения
дозвукового потока довольно быстро достигает уровня адиабатной темпе­
ратуры сверхзвукового потока, а далее начинает расти в соответствии с
изменением адиабатной температуры сверхзвукового потока. Т.е. тепловой
поток в стенку со стороны дозвукового канала 1 на некоторой длине об­
ращается в нуль, а далее, вниз по течению дозвукового потока меняет знак
и становится положительным. При дальнейшем увеличении расхода суще­
ствует такое значение 1 { 2 (в данном случае 0.01) при котором тепловой
поток становится максимальным, далее с ростом 1 { 2 тепловой поток па­
дает и после этого всюду сохранят свой знак 10.
Как видно из представленных выше данных обе модели (1D и 2D)
демонстрируют хорошее согласование с экспериментом. Таким образом,
разработанные математические модели адекватно описывают физические
процессы, происходящие внутри устройства и могут быть использованы
для дальнейших исследований.
При проведении параметрических исследований выявлено влияние на­
чальной температуры на величину энергоразделения: увеличение 0
приводит к росту абсолютных величин ∆ ℎ и ∆ . При этом рост охла­
ждения ∆ оказывается больше, чем рост нагрева ∆ ℎ . Особенно это
проявляется при уменьшении расхода через дозвуковой канал 1 . Рас­
смотрено влияние вида рабочего тела на величины энергоразделения. При
переходе от воздуха (Pr 0.71) на водородо-ксеноновую смесь (Pr 0.18)
охлаждение дозвукового потока увеличивается почти в два раза: с 20
до 40 °C.

3.0
а)
2 ℎ0

2.5
2.0
{

1.5
1.0
2.4M2
M2 0
2.2
1
M2

M2
2.0
б)
1.8

0255075100125150175{
200 ℎ0
Рис. 4 — Изменения диаметра (а) и числа Маха (б) по длине
сверхзвукового канала при различных законах изменения площади.
0 13.90 атм; 0 25 C; 2 0.0647 кг/с
Также определены оптимальные профили сверхзвукового канала при
условии фиксированного давления торможения на входе и массового
расхода воздуха через сверхзвуковой канал. Рассмотрены три кана­
ла (см. рис. 4): исходный канал с изменяющимся (возрастающим) числом
Маха по длине M2 ; канал с постоянным числом Маха, равным
начальному числу Маха для исходного канала M2 0 ; канал с
постоянным числом Маха, равным конечному числу Маха для исходного
канала M2 1 . Длина канала определялась из условия физической
реализации течения. Принимая во внимание тот факт, что сверхзвуковое
истечение будет происходить в атмосферу, предполагалось, что в выход­
ном диффузоре реализуется прямой скачок уплотнения, после которого
давление достигает уровня атмосферного, т.е. длина канала будет опре­
делялась из условия реализации прямого скачка в выходном сечении.
Показано (см. рис. 5), что для области 1 { 2 0.2 и преимущественно
для охлаждения дозвукового потока рекомендуется использовать канал
с постоянным «большим» числом Маха M2 1 . Для области
1 { 2 ¡ 0.2 как для нагрева сверхзвукового, так и для охлаждения
дозвукового потоков рекомендуется использовать канал с постоянным
«невысоким» числом Маха M2 0 .

∆ , °C
∆ ℎ ℎ 0
масштаба

5∆ 0
перелом

10
15Схема течения

20 . Ô 0 . Ô
. Ñ 1 . Ô
M2M2
M2M2
25
0.000.050.20.40.60.8{
1 21.0

Рис. 5 — Влияние схемы течения и профиля сверхзвукового канала на
величину температурного разделения.
M2. 1.8; 0 13.90 атм; 0 25 C.

Кроме того рассмотрено влияние схемы организации течения (см. рис. 5).
Схема течения оказывает существенное влияние при малых расходах по
дозвуковому каналу 1 { 20.1. В этом случае прямоточная схема,
при условии разгона потока в сверхзвуковом канале, является предпо­
чтительной, так как она позволяет получить максимальное охлаждение
дозвукового потока.
Одним из достоинств устройства газодинамического энергоразделения
являются малые потери давления торможения в дозвуковом канале. Од­
нако для сверхзвукового канала величина потерь давления торможения
оказывается весьма существенной (до 80%). В связи с этим рассмотрена
возможность использования охлаждения потока для повышения давления
торможения в сверхзвуковом канале устройства газодинамического энерго­
разделения. Проведён анализ влияния отвода тепла на изменение давления
торможения в высокоскоростном потоке. Рассмотрены различные спосо­
бы охлаждения потока и возможность их использования для повышения
давления торможения. На базе одномерной модели аэротермопрессора
(устройство для повышения давления торможения за счёт испарительного
охлаждения потока) показано, что возможно достичь степени повышения
давления торможения 1.25 при начальном числе Маха M0 1.5 и скоро­
сти капель равной скорости основного потока.
Третья глава посвящена исследованию процессов трения и теплообме­
на при течении в канале с проницаемой стенкой (см. рис. 6). Разработанные
ранее модели были адаптированны для анализа течений в проницаемых
границах. В случае одномерной модели было учтено расходное воздей­
ствие, а также, при использовании асимптотической теории турбулентного
пограничного слоя Кутателадзе-Леонтьева, учтено влияние процессов вду­
ва/отсоса на коэффициенты трения и восстановления температуры. Для
двумерной модели было разработано специальное граничное условие (ре­
ализовано в виде функций определяемых пользователем на языке C),
позволяющее учитывать взаимодействие между основным потоком и про­
ницаемой стенкой при наличии вдува/отсоса. Разработанный подход был
тщательно валидирован на широком круге задач.

форкамера
соплоколлекторпористая стенка диффузор

0 ℎ
канал
0 0

Рис. 6 — Схема устройства энергоразделения с проницаемой стенкой.
По аналогии с устройством газодинамического энергоразделения,
была проведена валидация разработанных моделей на доступных
экспериментальных данных2 . Моделировалось устройство энерго­
разделения, состоящее из сверхзвукового профилированного сопла
(M 1.4, 3.2 мм) и пористой (проницаемой) цилиндриче­
ской трубки (см. рис. 6). Пористая трубка была изготовлена из спечёного
электрокорунда (λ 40 Вт{мК, открытая пористость 37–38 %, диаметр
пор 60–65 мкм, ρ 2210 кг{м3 . Длина трубки составляла 150 мм,
внутренний диаметр — ℎ 3.5 мм, наружный — 10.5 мм.
Массовая скорость через пористую стенку определялась при помощи урав­
нения Дарси-Форхгеймера. Вязкостный и инерционный коэффициенты
расчитывались на базе модели шаровой засыпки. Значения пористости
ε 34 % и диаметра сферических частиц 70 мкм определялись исхо­
дя из обработки имеющихся данных эксперимента. Давление окружающей
среды было равно 1 атм.
Experimental investigation of energy (temperature) separation of a high-velocity air flow
in a cylindrical channel with a permeable wall / A. I. Leontiev, A. G. Zditovets, N. A. Kiselev
et al. // Experimental Thermal and Fluid Science. — 2019. — Vol. 105. — Pp. 206–215.
На рис. 7 показано сопоставление экспериментальных и расчётных дан­
ных по длине канала с проницаемыми стенками (статическое давление
; среднемассовое число Маха M; относительный массовый поток через
стенку и температура наружней поверхности стенки ) для случая
давления в форкамере 0 3.98 атм. Как видно из рисунка, данные рас­
чётов хорошо согласуются с экспериментом.

1.2
{

1.0

1.41D
2D
1.2
M

Эксп.

1.0
1
103

2
3

, C
Эксп.
05101520253035{
40 ℎ
Рис. 7 — Изменение основных параметров по длине канала с
проницаемыми стенками. M 1.43, 0 3.98 атм, 0 22.5 °C
Как видно из рис. 7, на протяжении всей длины давление в канале пре­
вышает атмосферное и, следовательно, по всей длине канала реализуется
отсос газа ( <0) через боковую поверхность. Комбинация расходного воз­ действия и трения приводят к тому, что на некоторой длине ( { ℎ 27) число Маха принимает критическое значение M 1, а затем число Ма­ ха переходит в дозвуковую область течения. Стоит отметить, что переход не сопровождается скачками уплотнения, о чём можно судить по замерен­ ному распределению давления (см. рис. 7). Т.е. имеет место бесскачковое торможение сверхзвукового потока в канале постоянного сечения при нали­ чии трения и отсоса. На базе одномерной модели был проведён подробный анализ физической реализации подобного вида течений. На рис. 8 показано изменение нагрева ∆ ℎ и охлаждения ∆ потока в зависимости от начального давления в форкамере 0 . На рисунке приве­ дены как экспериментальные, так и расчётные данные. Следует отметить, что для одномерной модели использовалось только уравнение состояния совершенного газа. Тогда как для 2D модели газ рассматривался и как со­ вершенный (рис. 8б), и как реальный (рис. 8а). Далее везде, где не указано иное, использовалось уравнение состояния совершенного газа. Для расчёта реального газа использовалось уравнение состояния Соаве-Редлиха-Квон­ га. Как известно, для совершенного газа эффект Джоуля-Томсона равен нулю. Для сравнения экспериментальных данных и результатов расчётов с использованием модели совершенного газа необходимо учитывать вли­ яние эффекта Джоуля-Томсона на экспериментальные данные. В связи с этим имеющиеся экспериментальные данные были пересчитаны следу­ ющим образом (см. рис. 8б): ∆ ℎ| ∆ ℎ | µ p 0 q, где µ 0.23 °C{атм — коэффициент Джоуля-Томсона для воздуха. На основании проанализированных в работе задач был сделан вывод, что рассмотренный подход моделирования пористой стенки адекватно описы­ вает процессы трения и теплообмена, а разработанные модели могут быть использованы для дальнейших исследований. ∆ ℎ ℎ 0 7.5∆ ℎ ℎ 0 5.0а)б) 1D 2.52D ∆ , C Эксп. №1 0.0Эксп. №2 2.5∆ 0 Эксп. №3 5.0 7.5∆ Эффект Джоуля-Томсона 0 10.0исключён из эксп-ных данных 51015205101520 0 , атм 0 , атм Рис. 8 — Нагрев ∆ ℎ и охлаждение ∆ потока при течении в канале с проницаемыми стенками. а) реальный газ; б) совершенный газ. M 1.43, 0 22.5 °C Рассмотрено влияние числа Маха и давления в форкамере на величину энергоразделения. Выполнены расчёты для трёх профилированных сопел M 1, 2 и 3, давление торможения на входе варьировалось в диапазоне 0 2–100 атм. Давление окружающей среды было равно 1 атм. Массовый поток через стенку определялся по уравнению Дарси-Форхгей­ мера с коэффициентами, полученными в результате процедуры валидации. Температура торможения на входе была фиксированной для всех случаев 0 15 °C. Результаты 2D моделирования показаны на рис. 9 в виде разницы меж­ ду температурами торможения на входе и выходах проницаемой трубки (торец и боковая поверхность) в зависимости от давления торможения на входе 0 (рис. 9a) и отношение массового расхода { 0 (рис. 9б) ( — массовый расход через проницаемую стенку, 0 — массовый расход на входе в трубку, см. рис. 6). Как видно на рис. 9, можно выделить три характерных участка. Первый участок соответствует минимальному дав­ лению торможения на входе ( 0 Ñ 1 атм и, следовательно, { 0 Ñ 0, см. рис. 9), при этих условиях величина энергоразделения стремится к нулю. ∆ ℎ ℎ 0 ∆ ℎ ℎ 0 ∆ , 5∆ 0 10M 1.0 ∆ 2.0 а)б) 1503.0 020406080100 0.00.20.40.60.8 0 , атм{ 0 Рис. 9 — Влияние давления торможения в форкамере 0 и числа Маха M на нагрев ∆ ℎ и охлаждение ∆ потока при течении воздуха в канале с проницаемыми стенками. 0 15 °C Второй участок — область экстремума: максимум ∆ ℎ и, соответствен­ но, минимум ∆ . Наличие экстремума может быть объяснено следующим образом. По мере увеличения давления в форкамере увеличивается количе­ ство отсасываемого воздуха, т.е. увеличивается параметр проницаемости. Как известно, рост параметра проницаемости приводит к росту коэф­ фициента восстановления температуры . Следовательно, температура отсасываемого газа увеличивается. С другой стороны отсос газа от сверхзвукового потока приводит к росту среднемассового числа Маха в ка­ нале. Следовательно, температура отсасываемого газа уменьшается. Таким образом существуют два противоборствующих фактора, влияющих на значение адиабатной температуры стенки , которое, по сути, и опре­ деляет величину энергоразделения. И, наконец, третий участок соответствует максимуму давления торможе­ ния на входе (максимальное значение массового потока через проницаемую стенку). В этом случае давление торможения на входе 0 настолько ве­ лико, что приводит к асимптотическому отсосу ( Ñ 1), а величина энергоразделения стремится к нулю ( Ñ ). Асимптотический отсос в этом случае реализуется в начальном сечении канала и по мере роста 0 распространяется вниз по потоку. Влияние длины канала с проницаемыми стенками показано на рис. 10. Рассмотрены три проницаемые трубки { ℎ 10, 20 и 45 для сверхзвуко­ вого сопла M 3. Максимальное охлаждение потока ∆ наблюдается при наименьшей длине проницаемой трубки при одном и том же входном давлении, однако доля охлаждённого потока { 0 при этом минимальна. По мере увеличения длины трубки эффект охлаждения уменьшается, но доля охлаждённого потока увеличивается. В качестве примера на рис. 10 показано соответствие между давлением торможения на входе 0 35 атм ∆ ℎ ℎ 0 ∆ ℎ ℎ 0 5 ∆ , C б) 10∆ 0 { ℎ 1510 ∆ а) 20045 020406080100 0.00.10.20.30.4 , атм { 0 Рис. 10 — Влияние давления торможения в форкамере 0 и длины канала { ℎ на нагрев ∆ ℎ и охлаждение ∆ потока при течении воздуха в канале с проницаемыми стенками. M 3, 0 15 °C. и долей охлаждённого потока { 0 (отмечены кружками) для трубок разной длины. Рассмотрено влияние молекулярного числа Прандтля на величины на­ грева ∆ ℎ и охлаждения потока ∆ (см. рис. 11). Для сопла M 3 проведено сравнение величины энергоразделения для воздуха (Pr 0.71) и для водородо-ксеноновой смеси (Pr 0.18). Применение H2 -Xe смеси, в данном случае, увеличивает величину энергоразделения ∆ более чем в два раза (c 20 до 45 °C). ∆ ℎ ℎ 0 ∆ ℎ ℎ 0 10 ∆ , C 20∆ 0 30а)б) ∆ 0 Pr 400.71 (Воздух) 0.18 (H2 -Xe) 406080100 0.000.050.100.15 0 , атм{ 0 Рис. 11 — Влияние вида рабочего тела на нагрев ∆ ℎ и охлаждение ∆ потока при течении в канале с проницаемыми стенками. M 3, { ℎ 10, 0 15 °C Варьирование 0 в широких пределах может привести к нерасчётно­ му режиму истечения из сопла, поэтому был рассмотрен отсос по закону , где pρ q {pρ q8 | 0 . В расчётах величина параметра от­ соса варьировалась в диапазоне 0.01 . . . 6.00 10 3 , а питающее давление торможения 0 подбиралось таким образом, чтобы статическое давление на выходе из трубки равнялось 1 атм при p q . Результаты расчётов показывают, что абсолютные значения охлаждения и нагрева потока остаются в тех же пределах. Интересно отметить тот факт, что при определённых значениях асимптотический отсос реали­ зуется в выходном сечении канала и распространяет вверх по потоку при увеличении уровня отсоса | |. С ростом начального числа Маха M асимп­ тотический отсос наступает при более низких абсолютных значениях | |. Интересно рассмотреть изменение профилей температуры торможения в канале при различных уровнях отсоса. На рис. 12 показаны безраз­ мерные профили скорости ω { 8 и температуры торможения θ 8{ 8 8 в сечении { ℎ 9 для течения в канале с проницаемы­ ми стенками при M 3. Сплошными линиями показаны результаты для воздуха, пунктирными — для водородо-ксеноновой смеси. Как видно из рисунка, по мере увеличения уровня отсоса значение θ на стенке (коэффициент восстановления) приближается к единице, а на небольшом расстоянии от стенки образуется пик температуры, увеличивающийся с ростом . Подобные профили температуры торможения получены и при рассмотрении уравнений автомодельного ламинарного пограничного слоя при наличии отсоса. 104Pr 104б) 1.5 10 3 0.71 (Воздух) 0.18 (H2 -Xe) 103103 102 0.0102 0.0 101101 100100 1.5 10 3 5.0 10 3 5.0 10 3 10 110 1 а) 10 210 2 0.000.250.500.751.00 ω0.81.01.21.4θ Рис. 12 — Влияние вида рабочего тела и уровня отсоса на профили скорости (а) и температуры торможения (б) при течении в канале с проницаемыми стенками в сечении { ℎ 9. M 3. { ℎ 10 Характер изменения температуры торможения (см. рис. 12) обусловлен балансом тепла, выделенного при трении о твёрдую поверхность и ко­ личеством тепла, отведённого посредством механизма теплопроводности. Именно поэтому при меньших значениях молекулярного числа Прандтля Pr пик температуры торможения выше (см. рис. 12б). При увеличении уровня отсоса коэффициент трения возрастает, а следовательно, возрас­ тает и количество тепла, выделенное за счёт трения. Это приводит к росту значения температуры торможения. С другой стороны, теплопроводность газа остаётся той же самой и, следовательно, большее количество тепла отводится на меньшее расстояние от стенки, что и иллюстрирует рис. 12. В заключении приведены основные результаты работы, которые за­ ключаются в следующем: 1. Проведён обзор методов безмашинного энергоразделения. 2. Подробно рассмотрено газодинамическое устройство энергоразделения. Построены математические модели устройства (1D и 2D). Проведена ва­ лидация моделей. 3. Численное моделирование позволило определить влияние массового расхода в дозвуковом канале устройства газодинамического энергораз­ деления на величину энергоразделения. Показано наличие максимума охлаждения при малых расходах при противопоточной схеме организа­ ции течения. 4. Показано влияние схемы течения на величину энергоразделения: а) при разгоне потока в канале со сверхзвуковой скоростью: – для 1 { 2 0.2 ( 2 — массовый расход в канале со сверхзву­ ковой скоростью) прямоточная схема течения демонстрирует преимущество в охлаждении дозвукового потока (∆ 21 °C при 1 { 2 0.01) до 15 % по сравнению с проти­ воточной схемой течения (∆ 18 °C); – для 1 { 2 ¡ 0.2 схема течения не влияет на величину энерго­ разделения б) при течении в канале, реализующем постоянное число Маха схе­ ма течения не влияет на величину энергоразделения в диапазоне рассмотренных параметров. 5. Даны рекомендации по выбору оптимальной проточной части устрой­ ства газодинамического энергоразделения. Вне зависимости от основно­ го назначения устройства, рекомендуется использовать сверхзвуковой канал постоянного числа Маха. Уровень числа Маха и соотношение рас­ ходов через до- и сверхзвуковой каналы будет определять количество переданного тепла и меру нагрева/охлаждения потоков. 6. Проведён анализ влияния отвода тепла на изменение давления тормо­ жения в высокоскоростном потоке. Рассмотрены различные способы охлаждения потока и возможность их использования для повышения давления торможения. 7. На базе одномерной модели устройства испарительного охлаждения (аэротермопрессора) показано, что при впрыске капель воды в высо­ коскоростной (начальное число Маха M0 1.5) высокотемпературный ( 0 727 °C) поток газа возможно достичь степени повышения дав­ ления торможения 1.25 при скорости впрыскиваемых капель равной скорости основного потока. 8. Рассмотрено устройство энергоразделения с проницаемой стенкой. По­ строены математические модели устройства (1D и 2D). Проведена валидация моделей. 9. Показана, проанализирована и теоретически обоснована возможность бесскачкового торможения сверхзвукового потока в канале постоянного сечения при отсосе газа через стенки канала. 10. Показано наличие экстремума температур для охлаждаемого и нагре­ того потоков в зависимости от начального давления торможения (для канала с заданной геометрией и пористостью). 11. Показано, что эффект энергоразделения в канале с проницаемыми стенками зависит от начального числа Маха, начального давления тор­ можения и числа Прандтля. При изменении начального числа Маха с M 1 на M 3 охлаждение воздушного потока увеличивается с |∆ | 5 °C до |∆ | 15 °C. При изменении числа Прандтля с Pr 0.7 на Pr 0.2, охлаждение потока увеличивается более чем в два раза с |∆ | 20 °C до |∆ | 45 °C. 12. Показано влияние уровня отсоса на распределение температуры тормо­ жения в пограничном слое: величина максимума температуры торможе­ ния существенно увеличивается по сравнению с непроницаемой стенкой и смещается по направлению к стенке с увеличением уровня отсоса.