| |
раздвижная тяга — см. в статье Сервопривод.
размах крыла — расстояние между плоскостями, параллельными плоскости симметрии
крыла, и касающимися его крайних точек. Р. к. является важной геометрической
характеристикой летательного аппарат, оказывающей влияние на его
аэродинамические и лётно-технические характеристики, а также одним из основных
габаритных размеров летательного аппарата. Для самолётов с изменяемой в полёте
стреловидностью крыла Р. к. — переменная величина. Для удобства определения
аэродинамических коэффициентов при любых стреловидностях крыла принимается
условно постоянный размах (например, при максимальной стреловидности крыла.
разреженных газов динамика, раздел газовой динамики, изучающий явления,
требующие учёта молекулярной структуры газа и, следовательно, привлечения
представлений и методов кинетической теории газов.
Классическая газовая динамика справедлива когда Кнудсена число Kn < < 1, то
есть параметры газа слабо меняются на длине свободного пробега молекул
(сплошная среда). Благодаря столкновениям молекул в окрестности каждой точки
поля течения устанавливается близкое к равновесному распределение молекул по
скоростям, которое определяется несколькими макроскопическими величинами
(скоростью течения u, плотностью {{?}}, температурой T) и производными от них.
Это позволяет локальные связи между тензором напряжений, вектором потока
энергии и другими величинами, с одной стороны, и газодинамическими переменными
u, {{?}}, Т и их производными — с другой, и построить замкнутую систему
газодинамических уравнений. По мере роста числа Kn функция распределения
определяется всё большей областью течения, так что невозможно установить
локальные связи и получить замкнутую систему уравнений для конечного числа
макроскопических величин. Такие течения требуют описания на молекулярном уровне
с помощью функции распределения f(v, r, t), удовлетворяющей Больцмана уравнению.
Особенности таких течений в наибольшей мере проявляются в предельном случае Kn
{{?}} ?, когда столкновениями молекул можно пренебречь, так что функция
распределения не меняется вдоль потока молекул. Такие течения называются
свободномолекулярными течениями. Характер течения определяется столкновениями
молекул с ограничивающими течение поверхностями, законами взаимодействия
молекул с твердым телом или жидкостью. Свободномолекулярные течения существенно
отличаются от течений сплошной среды. Особенно нагляден гипертермический режим,
когда скорость набегающего на тело потока много больше тепловой скорости
молекул массы m, так что можно считать, что все молекулы движутся с одинаковой
скоростью V. Если n — число молекул в единице объёма набегающего потока и S —
площадь миделя обтекаемого тела, то число молекул, падающих на тело, равно nVS,
а приносимый ими импульс Xi = ?V2S, где Q = mn. Полное же сопротивление
аэродинамическое X = Xi + Xr, где Xr — реактивный импульс отражённых от
тела молекул. Если пренебречь импульсом отраженных молекул, то коэффициент
лобового сопротивления (см. Аэродинамические коэффициенты) cxa = X/(??V2S) =
2 независимо от формы тела; с учётом X, имеем cxa > 2. В континуальном
режиме (сплошная среда) cxa хорошо обтекаемых тел составляет десятые или сотые
доли единицы, а плохо обтекаемых близок к 1. В гипертермическом потоке
подъёмная сила обусловлена лишь реактивным импульсом отраженных молекул.
В условиях орбитального полёта скорость отраженных молекул много меньше
скорости набегающего потока и коэффициент подъёмной силы cya мал.
Соответственно аэродинамическое качество K = cya/cxa мало независимо от формы
обтекаемого тела, в то время как при Kn < < 1 для крыльев значение K может
достигать единиц или десятков. При Kn < < 1 наибольшая температура тел и
газа равна температуре торможения, в то время как в гипертермическом потоке
температура теплоизолированного тела выше температуры торможения. Таким образом,
характер течения при Kn < < 1 и Kn > > 1 существенно различен. Между
этими предельными случаями лежит переходный, в котором не пригодны как
континуальное описание, так и упрощения свободномолекулярного режима. Здесь
приходится решать полное уравнение Больцмана, которое много сложнее Навье —
Стокса уравнений. Для его решения наибольшее распространение получил метод
статистического моделирования (так называемый метод Монте-Карло). Для получения
приближенных решений используются также модельные кинетические уравнения с
упрощённым интегралом столкновения. Промежуточная область граничит с областью
течения со скольжением, в которой справедливы уравнения Навье — Стокса со
скольжения условиями и условиями температурного скачка.
Влияние числа Кнудсена на структуру потока наиболее наглядно прослеживается на
примере течения Куэтта — течения, возникающего между двумя параллельными
пластинами, расположенными на расстояние L друг от друга, имеющими одинаковую
температуру и движущимися в противоположные стороны с постоянными скоростями ±
V/2. Если V мала по сравнению с тепловой скоростью молекул, то приближенное
решение уравнения Больцмана имеет вид
{{формула}}
где u — скорость газа, {{?}}xy — постоянное в пространстве между пластинами
напряжение трения, {{?}} — динамическая вязкость, c — константа. При Kn > 1
газ между пластинами покоится, а напряжение трения пропорционально давлению,
так как {{?}}~{{???}}, где {{?}} — скорость звука, {{?}} — средняя длина
свободного пробега молекул. При этом проскальзывание u{{?}} = ?V -u газа
относительно стенки максимально и равно K/2. По мере уменьшения числа Kn
скольжение уменьшается, и при Kn < < 1 u = cKnV/2 в соответствии с
условиями скольжения для уравнений газовой динамики. Напряжение трения при этом
становится пропорциональным {{?}} и градиенту скорости, как это и следует из
континуальной газовой динамики. В течении Куэтта характеристики монотонно
изменяются с изменением Kn. Однако в других течениях многие характеристики в
|
|
