CC BY
45
________УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ Ц А Г И
Т о м XII 19 8 1
№ 5
УДК 532.526.5
ВЛИЯНИЕ ОХЛАЖДЕНИЯ СТЕНКИ НА ОТРЫВ СВЕРХЗВУКОВОГО ПОГРАНИЧНОГО СЛОЯ ПРИ ОБТЕКАНИИ КОНУСА С КОНИЧЕСКИМ
ЩИТКОМ
В. Я■ Безменов, В. В. Осипов, Л. А. Плешакова, А. Я• Юшин
При числах = 1,8• 106 и 1,2-107 и М00 = 6,1 исследуется влияние охлаждения стенки на отрыв пограничного слоя при обтекании конуса с коническим щитком. Выявлено сильное влияние охлаждения на протяженность зоны отрыва, возникающей перед щитком. Охлаждение, однако, слабо влияет на величину угла отклонения щитка, при котором возникает отрыв.
К настоящему времени опубликовано много работ по отрывным течениям на плоских телах в виде угла сжатия, но пока очень мало сделано в исследовании условий возникновения отрыва на осесимметричных телах с коническими щитками. Между тем задача об условиях возникновения отрыва потока перед коническим расширением имеет большое практическое значение, поскольку отрыв может привести к существенному изменению аэродинамических характеристик, а последующее присоединение потока на коническом щитке может вызвать возрастание местного теплового потока. По данным работы [1] углы наклона поверхности 6г, при которых возникает отрыв, практически одни и те же для плоской модели в виде угла сжатия и для модели полого цилиндра с коническим расширением, испытанных в одинаковых условиях. Для практических целей важнее, однако, проведение исследования условий возникновения отрыва не на цилиндре с коническим расширением, а на конусе с коническим щитком, так как такое коническое тело можно рассматривать как одну из возможных конфигураций гиперзвукового летательного аппарата.
В реальных условиях полета гиперзвукового летательного аппарата температурный фактор Т^ — Тт\Тг, где Тт — температура поверхности, Тг—адиабатическая температура, существенно меньше единицы. В аэродинамической трубе при сравнительно невысоких ' значениях температуры торможения (Г0<730 К) малые значения
температурного фактора можно получить только путем охлаждения испытуемой модели. Влияние охлаждения поверхности на протяженность зоны отрыва, возникающей при обтекании угла сжатия, исследовалось лишь в немногих экспериментальных работах [2 — 5]. Исследованию влияния охлаждения на величину угла 8г, вызывающего отрыв, посвящена лишь работа [3] (данные [1; 6—11] о величинах 6г получены на моделях с неохлажденной стенкой). Теоретическому анализу особенностей отрыва на охлаждаемом теле посвящена работа [12]. В ней установлена зависимость коэффициента давления, вызывающего отрыв, от температурного фактора.
В настоящей работе рассматривается влияние охлаждения стенки на отрыв сверхзвукового пограничного слоя при обтекании конуса с коническим щитком. В эксперименте величина угла 0г, вызывающего отрыв, и протяженность зоны отрыва при 0>0г определялись по фотографиям картины обтекания, полученным с помощью теневого прибора. Состояние пограничного слоя на поверхности модели было определено по результатам измерений распределения местного коэффициента теплоотдачи вдоль образующей конуса.
Исследовался круговой конус с полууглом раствора 10°. Модель конуса имела острую вершину. Радиус ее затупления, определенный измерительным микроскопом с 20-кратным увеличением, равнялся приблизительно 0,1 мм.
Для создания отрывного течения на конусе перед донным срезом модели устанавливался съемный конический щиток. Передняя кромка щитка отстояла от вершины конуса в среднем на расстоянии I = 255 мм (полная длина модели составляла 300 мм). У съемных щитков угол 6 между образующими наружной и внутренней конических поверхностей щитка (рис. 1) варьировался от 5° до 35°. Угол 0 в окрестности значения 0 = 0,- изменялся оТ эксперимента к эксперименту с интервалом в 1°. При испытаниях модели обеспечивалось полное отсутствие протока газа под щитком в месте его прилегания к конусу.
Исследование проводилось в ударной трубе при числе Моо=6,1 (сопло профилированное) и двух значениях числа Рейнольдса Ке£=1,8-10в и 1,2-107 (Ие£ = «со/./^оо, где Иоо и vco —скорость и кинематическая вязкость газа в набегающем невозмущенном потоке, /. — расстояние от вершины конуса до щитка). Температура торможения Т0 равнялась 726 и 564 К, а полное давление р0 = 1,6 и 7,2 МПа соответственно для Б>е1=1,8-106 и 1,2-107. Единичное число Рейнольдса, вычисленное по параметрам потока на внешней границе пограничного слоя, составляло не/ме= 1,0-107 и 6,6-107 м-1 для Не£=1,8-106 и 1,2-107 соответственно.
Для проведения экспериментов с холодной стенкой модель охлаждалась жидким азотом, который подводился во внутреннюю полость модели по трубке из заполненной азотом воронки, расположенной над рабочей частью трубы. Внутри модели имелся специальный сердечник. Полость между боковой стенкой модели и сердечником была разделена на верхнюю и нижнюю части двумя перегородками, расположенными в меридиональном сечении конуса. Обе части полости соединялись между собой в носовой части конуса. Азот сначала циркулировал в верхней части полости по направлению к носку конуса, а затем поступал в нижнюю часть
полости. Благодаря такой конструкции модели жидкий азот омывал всю боковую стенку конуса. Из нижней части полости модели азот сбрасывался в вакуумную емкость трубы.
Чтобы избежать оседания инея на исследуемой поверхности конуса, охлаждение модели жидким азотом начиналось лишь после откачки воздуха вакуумными насосами из рабочей части трубы. По достижении боковой стенкой модели температуры Тш — 77,4 К, равной температуре кипения жидкого азота при атмосферном давлении, подача азота в модель прекращалась, производилась его откачка из внутренней полости модели, после чего осуществлялся пуск трубы.
Исследование теплообмена в ударной трубе проведено при длительности рабочего режима 0,02 с. Измерения интенсивности теплообмена выполнены известным методом „тонкой стенки* с использованием специального калориметрического преобразователя [13]. Калориметрический элемент такого преобразователя представляет собой фольгу из нихрома толщиной 0,1 мм, навернутую сверху на одну половину разъемного корпуса модели (обе его части сопрягаются в меридиональном сечении) и прикрепленную к нему по периметру с помощью пайки, обеспечивающей герметичное соединение. В корпусе модели вдоль трех образующих конуса были выфрезерованы сквозные пазы шириной 2 мм. В среднем сечении каждого паза к калориметрическому элементу изнутри корпуса были приварены медь-константановые термопары, которые обычно используются при измерениях низких температур [14]. На модели были установлены 75 термопар. Оба термоэлектрода каждой термопары, имеющие диаметр 0,08 мм, были развальцованы в месте приварки к калориметрическому элементу до толщины 0,01 мм и обрезаны до ширины 0,4 мм. Оценка показала, что погрешность измерения коэффициента теплоотдачи, обусловленная растеканием тепла за счет теплопроводности из калориметрического элемента в оба термоэлектрода, не превышает 5%. Показания термопар усиливались с помощью специальной электронной аппаратуры [15].
При определении величины местного коэффициента теплоотдачи к в качестве адиабатической температуры Тг принималась равновесная температура теплоизолированной пластины
V. - 1 о
1 + г —г- м*
® % - 1 о ’
1 + 2 е
где г = 0,85 и 6,888 — коэффициент восстановления температуры соответственно для ламинарного и турбулентного пограничного слоя. При вычислении температуры Тг в пределах области перехода из-за отсутствия данных о величине коэффициента востанов-ления температуры в этой области использовалось приближенное значение г = 0,85. Число М на внешней границе пограничного слоя было определено по табличным данным [16] и составило Ме — 5,06.
Результаты исследования теплообмена, характеризующие режим течения в пограничном слое, приведены на рис. 1 в виде зависимости числа Stoo = h/poo и^Ср от числа Re* = «*> х/^, где роо и ср — плотность и удельная теплоемкость газа в набегающем невозмущенном потоке, х— расстояние вдоль образующей конуса,
отсчитанное от его вершины. Для сравнения экспериментальных результатов с теоретическими на рис. 1 нанесены также расчетные кривые изменения числа Б!» в зависимости от числа Ие* при осесимметричном обтекании острого конуса для ламинарного (сплошные линии) [17] и турбулентного (штрихпунктирные линии) [17, 18] режимов течения в пограничном слое. В расчетах коэффициента теплоотдачи по формулам, приведенным в работах [17, 18], при определении местного значения числа Ие, вычисленного по параметрам потока на внешней границе пограничного слоя, в качестве характерного размера было принято расстояние х, отсчитываемое от вершины конуса.
Судя по рис. 1, на поверхности конуса при числе Ие£ == 1,8- 10е пограничный слой ламинарный, а при числе Не^ = 1,2-107 имеет место переход ламинарного пограничного слоя в турбулентный. За начало перехода х{ принималась точка, начиная с которой изменение числа Эи вдоль образующей конуса заметно отклоняется от степенной зависимости, соответствующей ламинарному режиму течения в пограничном слое. За конец области перехода хт принималась точка, в которой наблюдается максимальное значение числа Б!» вниз по течению от точки начала перехода. На рис. 1 стрелками помечены полученные значения чисел Йе начала и конца области перехода. Расстояние до линии начала области перехода на конусе составляло х(~Ъ\ и 88 мм, а до линии конца области
перехода — хт^ 112 и 122 мм соответственно с охлаждением стенки и без охлаждения. Таким образом, при Неі=1,2-107 на поверхности конуса при х^120 мм реализуется турбулентное состояние пограничного слоя. Наличие конического щитка на конусе практически не влияло на положение области перехода, и, следовательно, при Нел=1,2-107 перед щитком имелся полностью развитый турбулентный пограничный слой. При Ие/. = 1,8• 106 перед щитком сохраняется ламинарное состояние пограничного слоя.
• М^^Об^динная раЪота ° Ме=\9;ра5ота\19']
/ •
° ✓ о /
/°
/
/°
о
«7 Ь Ь Ь Ь ^тжг -
Рис. 2
Рассмотрим отмеченный выше факт, что на охлажденной поверхности переход наступает заметно раньше, чем на неохлажденной. На рис. 2 приведено сравнение результата настоящей работы с данными работы [19], полученными также в ударной трубе в очень схожих с нашими условиях эксперимента: в работе [19] исследовался острый конус с 6 = 8° при Ме = 4,9 и ие^е = (7 ~ 19)-106 м-1. По оси ординат (рис. 2) отложено местное число Рейнольдса начала перехода = иеХ[1^е, вычисленное по х{ и параметрам потока на внешней границе пограничного слоя. Судя по рис. 2, при изменении Ттг от 0,6 до 0,2 наблюдается дестабилизирующее влияние (уменьшение чисел Ие,), а при ТШ)Г<0,2 отмечается слабое стабилизирующее влияние (увеличение чисел 1?е,) охлаждения стенки на переход. Дестабилизирующее влияние охлаждения на переход перед последующим стабилизирующим его влиянием в литературе принято называть „реверсом перехода11. Существование реверса перехода на поверхности конуса подтверждается данными работ [20 — 22], полученными на баллистических установках. Однако имеется и другая группа данных, согласно которым число Ие перехода либо не зависит от температурного фактора [23, 24], либо монотонно возрастает при уменьшении Тшг от 1 до 0,2 [25, 26]. Это расхождение между имеющимися данными по влиянию температурного фактора на число Ие перехода не получило полного объяснения.
Установив состояние пограничного слоя на конусе перед коническим щитком, обратимся к рассмотрению результатов измерений величины угла 9г, при котором отрыв становится заметным. Как известно, величина этого угла может быть определена несколькими независимыми способами, в частности, по моменту возникновения скачка уплотнения, индуцированного отрывом; по моменту
появления „изгиба11' на кривой распределения статического давления вдоль поверхности и по моменту появления огибающей предельных линий тока перед щитком. В настоящей работе для определения используется первый из перечисленных способов, поскольку он достаточно прост и по точности не уступает другим известным способам (см., например, [1]).
Некоторые из полученных теневым методом фотографий картины обтекания модели приведены на рис. 3 и 4 для Нел = 1,8• 106 и 1,2-107 соответственно. При углах 6<6г виден прямолинейный скачок уплотнения, исходящий из 'вершины угла, образованного пересечением образующих конуса и щитка. Отрыв пограничного слоя на конусе начинается у вершины угла при таком значении 91г при котором впереди основного скачка уплотнения 1, образованного обтеканием щитка, возникает слабый скачок 2, вызванный отрывом (см. рис. 3). О появлении отрыва турбулентного пограничного слоя легко судить по заметному искривлению в окрестности вершины прямолинейного скачка 1, возникающему в связи с началом формирования „скачка отрыва" 2 (см. рис. 4). ^Зона от-
Рис. 3
4— „Ученые записки ЦАГИ* № 5.
Рис. 4
рыва 3 у вершины угла не видна из-за малых ее размеров в вертикальном направлении, она становится ясно видимой лишь при углах 9> 0. (см. рис. 3). Углы Bh определенные описанным выше способом, в случае неохлажденной стенки имеют величину, равную 8° и 29°, а в случае охлажденной стенки — 9° и 30° соответственно для ламинарного (Rei= 1,8-106) и турбулентного (Re^ — = 1,2-107) пограничного слоя. Погрешность определения угла 6, составляет около 0,5°. Охлаждение стенки приводит к увеличению угла б4 примерно на 1° (в работе [3] был получен аналогичный результат).
При ламинарном течении угол 0г, при котором начинается отрыв, связан с параметром вязкого гиперзвукового взаимодействия х зависимостью, предложенной Холденом [27]: М-0г — х1/2- Поскольку 7 = c1/2-M3/Re^2> где с —постоянная Чепмена — Рубезина, то имеем 0,/]/М—ReJ1/4. Отсюда следует, что
8i//Me=/(Re«),
где Res — число Рейнольдса, вычисленное по параметрам потока на внешней границе пограничного слоя и его толщине непосредственно вверх по потоку от области взаимодействия в углу перед отрывом.
На основании опубликованных данных [1, 3, 6—11] построен приведенный на рис. 5 график зависимости Ь1/УМе от числа Res, которая удовлетворительно описывает экспериментальные данные, заимствованные из разных работ*, соответствующие как ламинарному.,*так и турбулентному состояниям пограничного слоя. И это несмотря на то, что зависимость 0г от х теоретически обоснована только для ламинарного режима течения в пограничном слое. Таким образом, в случае турбулентного пограничного слоя зависимость Ь,/УМе от Re6 можно рассматривать как полезную эмпирическую инженерную аппроксимацию.
При ламинарном течении отношение 0/|/ЬАе монотонно уменьшается с ростом числа Res в полном соответствии с расчетной зависимостью,
П ■ М-0г = Хх1/2,
где X = 1,288, 1,122, 0,897 и 0,768 соответственно для TJT0 = 0; 0,2; 0,6 и 1,0 [27].
При турбулентном течении отношение bjYМе также уменьшается при увеличении числа Res вплоть до значения Re$~3-105, при котором %/У Ме достигает минимальной величины. Последующее увеличение числа Res приводит к небольшому возрастанию b.jУМе, заметно замедляющемуся с ростом Res. Немонотонность зависимости Ь(/У 1Ле от Res была выявлена также в расчете, проведенном Эльфстромом. Его расчетная кривая, показанная на рис. 5, заимствована из работы [8].
На рис. 5 представлены также значения б,-, полученные нами из анализа фотографий картины обтекания, частично представленных на рис. 3 и 4. Толщина пограничного слоя рассчитывалась
* В работе [10] собраны данные различных авторов, опубликованные до 1974 г. В работе [1] приводятся экспериментальные данные как для плоского тела в виде угла сжатия (~ 80% точек), так и для цилиндра с коническим расширением (—20% точек); обе группы данных хорошо согласуются между собой. Из работы [3] заимствованы лишь данные, полученные на неохлажденной стенке.
°о о — о
Ламинарный, пограничный сйой,теарии{27]
В
ю*
10 !
10
Лее
Конус с щитком:
Н і / ,*і хл.
І Пластина с щитком:
г.=*вк і 77,4 К І
і їлаитина с щитком:
0-Моо=2ч-9 [Ю], 0-Мю=2,96 [8]; д-М00=2,9 [3]; у—М00=2.9 [1]; о-Мш=9 [7]; <с-Мсо=7,4; 9,7 [6]!
(>-N00=2,85 [11] Цилиндр с коническим расширением:
ъ—Моо = 2,95 [9]; Ь-М^'э [7].
Рис. 5
по формулам, приведенным в работах [28] и [29] соответственно для ламинарного и турбулентного пограничного слоя. Поскольку фотографии на рис. 3 и 4 соответствуют обтеканию двухступенчатого конуса, а указанные формулы приводятся для плоской пластины, то рассчитанные по ним значения 8^ уменьшались в У3 и в 1,17 раза соответственно для ламинарного и турбулентного пограничного слоя. При расчете &£ в случае Ке^ = 1,2 • 107 эффективное начало турбулентного пограничного слоя выбиралось по данным работы [30], согласно которым в случае гиперзвуковых скоростей это эффективное начало почти совпадает с началом перехода.
По-видимому, из-за влияния на отрыв коничности течения перед коническим щитком значения 6г/УМе для конуса со щитком располагаются на рис. 5 существенно выше данных, полученных на плоских телах в виде угла сжатия и на цилиндрах с коническим расширением. Этот результат получен впервые, его практическая значимость состоит в том, что обнаружена тенденция к затягиванию возникновения отрыва на двухступенчатых конусах в область, больших значений угла 0г. Особенно заметно это затягивание отрыва в случае турбулентного пограничного слоя, когда при Моо = 6,1 безотрывное обтекание конуса со щитком сохраняется до довольно больших значений угла 0<ЗО°. В дальнейших исследованиях необходимо проверить обнаруженную тенденцию при испытаниях конусов в ряде аэродинамических установок с параметрами потока, отличающимися от соответствующих данному эксперименту.
Охлаждение стенки, слабо влияющее на величину угла 0г, оказывает, однако, сильное влияние на длину зоны отрыва при
9 > 9г (рис. 6). Рис. 6, а построен на основании данных работ [2—6, 31]; на нем показана зависимость I от Тшг, где I — отношение расстояния I от начала зоны отрыва до угла сжатия при охлаждении к аналогичной величине для теплоизолированной поверхности, определенной при тех же самых условиях обтекания. Видно, что протяженность зоны отрыва сильно уменьшается с уменьшением температурного фактора. О значительном влиянии охлаждения стенки
I
0,8
0,6
V
I
0,8
0,6
о,ч
0,2
О
Ламинарный. пограничный, слоа.
От рыб на. нон рее (М= 5Ш
ТурВулентный. пограничный^
Л
А/
/
4
0,2 0,4 0,6 0,8 Тшг
а)
Г
0,8 о, в ол
Ламинарный.пограничный, спой. '
данная раЯота.
I I______1_______!
’ V 10° 14° 18° 22а в
д)
Угол сжатия:
О-в =9,5»; [4|;
□ -в = 10,25°; Мга = 6,06 [21; д - в -17.25°; 19,67°; Мм=2,9 [3] Падающий скачок уплотнения: у-Мсо=3,5 15]
Рис. 6
на длину зоны отрыва свидетельствует и рис. 6, б, построенный на ■основании результатов обмера фотографий картины обтекания, полученных теневым методом при числе Йе£=1,8-106. На рис. 6, б показана зависимость V от угла 9, где V — отношение расстояния I от начала зоны отрыва до передней кромки конического щитка при охлаждении (Ттг= 0,122) к аналогичной величине для неохлажденной стенки (Ттг = 0,46).
ЛИТЕРАТУРА
1. Сеттлс Г. С., Богдонов С. М., Вэс И. Е. Возникновение отрыва сверхзвукового турбулентного пограничного слоя при больших числах Рейнольдса. .Ракетная техника и космонавтика’, т. 14, № 1, 1976.
2. Льюис Д. Е„ Кубота Т., Л и з Л. Экспериментальное исследование отрыва сверхзвукового ламинарного двумерного пограничного слоя при обтекании тупого угла на охлаждаемой и неох-лаждаемой поверхностях. „Ракетная техника и космонавтика", т. 6, № 1, 1968.
3. С п е й д Ф. В., Ф р и ш е т т Д. С. Возникновение отрыва сверхзвукового турбулентного пограничного слоя и влияние теплообмена на это явление. „Ракетная техника и космонавтика*, т. 10, № 7, 1972.
4. Г р е й Д. Д., Р у д и Р. В. Влияние затупления и охлаждения на отрыв ламинарного сверхзвукового потока. „Ракетная техника и космонавтика* т. 11, № 9, 1973.
5. Бэк Jl. X., Каффел Р. Ф. Влияние охлаждения стенки на взаимодействие скачка уплотнения с турбулентным пограничным слоем. «Ракетная техника и космонавтика", т. 14, № 4, 1976.
6. Needham D. A., Stollery J. L. Boundary layer separation in hypersonic flow. „А1АА Paper", N 66—455, 1966.
7. Коулмен Г. Т., Столлери Дж. Л. Начало отрыва осесимметричных турбулентных пограничных слоев. „Ракетная техника и космонавтика*, т. 12, № 1, 1974.
8. Л о у С. X. Отрыв сверхзвукового турбулентного пограничного слоя. „Ракетная техника и космонавтика", т. 12, № 6, 1974.
9. RoshkoA., Thomke G. J. Flare-induced separation lengths in supersonic turbulent boundary layers. „А1АА Paper* N 75—6, 1975.
10. Ингер Г. P. Законы подобия, описывающие зарождение отрыва высокоскоростных ламинарных и турбулентных пограничных слоев. «Ракетная техника и космонавтика", т. 15, № 5, 1977.
11. Сеттлс Г. С., Фицпатрик Т. Дж., Бог донов С. М. Подробное исследование присоединенного и близкого к отрывному обтекания угла сжатия сверхзвуковым потоком при больших числах Рейнольдса. «Ракетная техника и космонавтика", т. 17, № 6, 1979,
12. Нейланд В. Я. Особенности отрыва пограничного слоя на охлаждаемом теле и его взаимодействия с гиперзвуковым потоком. ,Изв. АН СССР*, МЖГ, 1973, № 6.
13. Богданов В. В., Плешакова Л. А. Микротермопарный преобразователь тепловых потоков. В „Сб. работ по измерительным и вычислительным системам для исследования аэродинамики, динамики и прочности летательных аппаратов*. Труды ЦАГИ, вып. 1847, 1977.
14. Попов М. М. Термометрия и калориметрия. М., Изд.
МГУ, 1954.
15. Кузьмин А. И. 16-канальная система для измерения
тепловых потоков в гиперзвуковых аэродинамических трубах. В „Сб. работ по/ измерительным и вычислительным системам для исследования аэродинамики, динамики и прочности летательных аппаратов*. Труды ЦАГИ, вып. 1689, 1975.
16. Бабенко К. И., Воскресенский Г. П., Любимов А. Н., Р у с а н о в В. В. Пространственное обтекание гладких
тел идеальным газом. М., „Наука*, 1964.
17. Г а р б у з о в В. М., К о л и н а Н. П., Пятнова А. И. Расчет коэффициентов сопротивления трения и теплопередачи пластины и острого конуса, обтекаемого сверхзвуковым потоком, при турбулентном течении в пограничном слое. В сб. „Аэродинамическое нагревание при сверхзвуковых скоростях*. Труды ЦАГИ, вып. 1881, 1977.
18. Воротников П. П., Солодкин Е. Е. Турбулентный пограничный слой в сжимаемом газе при отсутствии продольного градиента давления. Труды ЦАГИ, вып. 789, 1960.
19. Стетсон К. Ф., Р а ш т о н Г. X. Исследование перехода пограничного слоя в ударной трубе с соплом при М = 5,5. .Ракетная техника и космонавтика*, т. 5, № 5, 1967.
20. S h е е tz N. W. Free-flight boundary layer transition investigations at hypersonic speeds. „А1АА Paper", N 65—127, 1965.
21. Berger A. G., Sheetz N. W., Cords P. H. Temperature control techniques and instrumentation for viscous flow investigations in a ballistics range. „А1АА Paper*, N 68—384, 1968.
22. Реда Д. К. Экспериментальное исследование перехода в пограничном слое на острых конусах в сверхзвуковом свободном полете. „Ракетная техника и космонавтика*, т. 17, № 8, 1979.
23. С а н а т о р Р. Дж., Д е-К а р л о Дж. П., Т о р и л л о Д. Т. Экспериментальные данные по переходу пограничного слоя при гиперзвуковых скоростях на тонком конусе с охлажденной стенкой. „Ракетная техника и космонавтика*, т. 3, № 4, 1965.
24. Fischer М. С. Influence of moderate wall colling on cone transition at Me=13,7 in helium. „J. Spacecraft and Rockets*, vol. 10, N 4, 1973.
25. Кэри А. М. Измерения теплообмена и перехода в турбулентном пограничном слое на охлаждаемой стенке при М = 6. „Ракетная техника и космонавтика*, т. 6, № 5, 1968.
26. Лысенко В. И., Маслов А, А. Экспериментальное исследование влияния охлаждения на переход сверхзвукового пограничного слоя на плоской пластине. В сб. .Развитие возмущений в пограничном слое*. Новосибирск, ИТПМ СО АН СССР, 1979.
27. Болл К. О. В. Влияние температуры стенки на начало ют-
рыва. „Ракетная техника и космонавтика”, т. 5, № 12, 1967. ,
28. УэйссР. Ф., Нельсон В. Распространение влияния донного давления вверх по потоку. „Ракетная техника и космонавтика", т. 6, № 3, 1968.
29. Мартелуччи А. Влияние массообмена на свойства гипер-звукового турбулейтного пограничного слоя. „Ракетная техника и космонавтика”, т. 10, № 2, 1972.
30. Richards В. Е., Transitional and turbulent boundary layers on a cold flat plate in hypersonic flow. „The Aeronautical Quarterly", vol. 18, part. 3, 1967.
31. Zakharov N. N. Investigation of separated flow over bodies of revolution in supersonic intake ducts. „Second international symposium on air breathing engines (England)', ICAS, 1974.
Рукопись поступила 9jX 1980 г.
