Аеродинаміка розріджених газів, розділ механіки газів, в якому для опису руху газів необхідно враховувати їх молекулярну будову. Методи А. р. р. широко застосовують при визначенні аеродинамічного нагріву орбітальних апаратів, що приземляються, супутників Землі, що низько летять, для розрахунку теплового режиму приладових датчиків ракет, що зондують верхні шари атмосфери і так далі Точний прогноз траєкторій навколопланетних супутників, що випробовують гальмівну дію розрідженої атмосфери, неможливий без знання методів А. р. р., за допомогою яких визначаються аеродинамічні сили і моменти, що діють на тіло, що летить в газі. А. р. р. вивчає також перебіг газів у вакуумних системах, ультразвукові коливання в газі і інші проблеми молекулярної фізики.
На великих висотах атмосфера дуже розріджена і середня довжина вільного пробігу l молекул між двома зіткненнями стає порівнянною з характерним розміром рухомого в атмосфері тіла d (або даної області потоку). Тому методи розрахунку течії, вживані в аеродинаміці і газовій динаміці, засновані на уявленні про газ, як про суцільне середовище (континуумі), непридатні і доводиться удаватися до кінетичній теорії газу . При високих температурах газу, що мають місце, наприклад, при дуже великих швидкостях польоту, течія може супроводитися ефектами збудження молекул, їх дисоціацією, іонізацією і так далі Ці проблеми також вивчаються в А. р. р. А. р. р. прийнято ділити на три області:
1) вільна молекулярна течія,
2) проміжна область,
3) течія з ковзанням ( мал. 1 ).
При вільно молекулярному обтіканні у відбитих від тіла молекул довжина вільного пробігу l більше характерного розміру тіла d, тому взаємодія відбитих молекул з набігаючими молекулами поблизу тіла трохи. Це дає можливість розглядати падаючий і відбитий потоки молекул незалежно, що істотно полегшує опис їх руху. Рух будь-якої молекули можна вважати таким, що як би складається з двох: 1) молекули беруть участь в направленому русі газового потоку і їх швидкість дорівнює швидкості потоку в цілому; 2) одночасно молекули беруть участь в хаотичному тепловому русі і при цьому рухаються з різними швидкостями значення яких описуються Максвелла розподілом . Вживання кінетичної теорії газів дає принципову можливість розрахувати як тиск газу на стінку, так і кількість тепла, яке вона отримує або віддає при взаємодії з молекулами газу. Для цього необхідно знати закони віддзеркалення молекул від твердої поверхні.
Проте точний математичний опис рухи розрідженого газу за допомогою рівнянь кінетичної теорії представляє значні труднощі. Це заставляє розвивати наближені методи. Наприклад, реальне віддзеркалення молекули від тіла замінюється т.з. дзеркально-дифузною схемою, згідно якої частина молекул відбивається від поверхні тіла дзеркально, інша — розсівається дифузно, відповідно до Ламберта законом (законом косинуса).
Відношення кількості дифузно розсіяних молекул до загального їх числа визначає міру дифузності розсіяння, яка характеризується числом f (при f = 0 відбувається лише дзеркальне віддзеркалення, при f = 1 — лише дифузне). Для зниження опору тіла, що летить, вигідне дзеркальне віддзеркалення, а також малі кути падіння молекул на поверхню, оскільки при цьому збільшується вірогідність дзеркального віддзеркалення.
Іншим істотним параметром є т.з. коефіцієнт термічної акомодації а, який характеризує зміну енергії молекули після її віддзеркалення. Значення а можуть мінятися від 0 до 1. Якщо після віддзеркалення енергія молекули не змінилася і залишилася рівній енергії падаючої молекули, то а = 0. Якщо ж середня енергія відбитої молекули відповідає температурі стінки, то це означає, що вона віддала стінці всю можливу енергію і а = 1. Очевидно, що аеродинамічний нагрів тим менше, чим менше а.
Величини f і а — найбільш важливі характеристики А. р. р. У загальному випадку а і f залежать від швидкості руху потоку газу, матеріалу і температури стінки, від гладкості її поверхні, наявність на поверхні адсорбованих молекул газу і так далі Проте точних залежностей а і f від тих, що визначають їх параметрів ще не отримано.
Експерименти, проведені в широкому діапазоні швидкостей для різних газів і матеріалів, дають значення а в широких межах — від 0,95 до 0,02. Встановлено, що зменшення а відбувається при збільшенні швидкості молекул газу і відношення молекулярних мас m 1 і m 2 тіла і газу. Так наприклад, якщо замість тіла з алюмінію узяти тіло зі свинцю, то коефіцієнт акомодації зменшується приблизно в 4 рази, що приводить до зменшення аеродинамічного нагріву. Коефіцієнт f змінюється менше: від 0,98 до 0,7.
Розрідженість середовища виявляється в абсолютно незвичайній поведінці аеродинамічних коефіцієнтів . Так, коефіцієнт опору сфери C x залежить від відношення абсолютної температури тіла T w до абсолютної температури потоку T i а також від а і f ( мал. 2 ), тоді як в суцільному середовищі таких залежностей не спостерігається. Коефіцієнти, що характеризують теплообмін, також відрізняються якісно і кількісно від контінуальних.
Проміжна область. При l/d ~ 1 істотна роль міжмолекулярних зіткнень, коли відбиті від поверхні тіла молекули значно спотворюють розподіл швидкостей молекул набігаючого потоку. Теоретичні рішення для свободномолекулярного потоку тут неприйнятні. В той же час, таку течію ще не можна розглядати як перебіг суцільного середовища. Проміжна область вельми важка для математичного аналізу.
Течія з ковзанням. Якщо розмір тіла d в десятки разів більше l , тобто l/d < 1, то в потоці вже можуть виникати характерні для газової динаміки ударні хвилі і пограничні шари на поверхні тіл. Проте, на відміну від звичайного пограничного шару, температура газу T, що примикає до стінки, а не дорівнює температурі стінки T w , а швидкість потоку на поверхні тіла не дорівнює нулю (потік прослизає). Стрибок температури ( T w — T а ) пропорційний l і залежить від f . Швидкість ковзання також пропорційна l і залежить від f . Експерименти показують, що при збільшенні розрідженості газу відбувається потовщення ударної хвилі, зростає і товщина пограничного шару, але значно повільніше ( мал. 3 ). Ударна хвиля може поширитися на всю область стислого газу в районі передньої критичної точки обтічного тіла і злитися з пограничним шаром. Розподіл щільності в районі передньої критичної крапки стає плавним, а не стрибкоподібним, як в континуумі. При розрахунку течій з ковзанням потік описується звичайними рівняннями газової динаміки, але з граничними умовами, що враховують стрибок температури і швидкість ковзання.
Кордони згаданих областей течії вельми умовні. Для різних тіл поява ознак, що характеризують ту або іншу область, може настати при різних значеннях параметра розрідженості l/d. У зв'язку із складністю теоретичних розрахунків і необхідністю визначення ряду емпіричних констант, що входять в практичні методи розрахунку теплових і аеродинамічних характеристик, особливе значення в А. р. р. набуває експеримент.
Літ.: Аеродинаміка розріджених газів, сб.(збірка) 1, під ред. С. Ст Валландера, Л., 1963; Паттерсон Р. Н., Молекулярний перебіг газів, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1960; Тзян Х. Ш., Аеродинаміка розріджених газів, в збірці: Газова динаміка, сб.(збірка) статей, пер.(переведення) з англ.(англійський), під ред. С. Г. Попова і С. Ст фальковіча, М., 1950.
