1tom - 0417.htm
474
о
а
480
страиить на слабо затупленные тела закон подобия, к-рый был ранее сформулирован для заостр╦нных тон-ких тел; при этом к параметру подобия К=Мт: добавляется параметр К* ≈ c^v d/tl + ^v, характеризующий влияние затупления независимо от его формы (сх ≈ аэро-динамич, коэф. сопротивления затупления}. Коэф. сопротивления Сх тела с затупленным передним концом выражается при этом ф-лой Cx=t2F(y, К, К*}, к-рая, как и др. результаты аналогии со взрывом, хорошо подтверждается экспериментами и расч╦тами обтекания тел с рааной формой затупленной части по полным ур-ниям газовой динамики.
Гиперзвуковое течение вязкого газа. Применительно к модели вязкого и теплопроводного газа асимптотич. теория ур-ний газовой динамики при ИМ->-0 является более сложной, чем для идеального газа. Для решения задач гиперзвукового обтекания тел в зависимости от значений Рейнолъдса числа Re (уменьшающегося с увеличением высоты полета), а также от значений др. характерных параметров ≈ е, JV, N-®(® ≈ показатель степени в зависимости коэф. вязкости ]л от темп-ры: ц~ Т<»} используются разл. асимптотич. модели. При больших значениях числа /?е(Ле>10") пользуются асимптотич. моделями идеальной жидкости в сочетании с теорией пограничного слоя (ламинарного или турбулентного), учитывая физ.-хим, процессы, происходящие в газе при высокой темп-ре. С уменьшением числа fie от 10й вс╦ большую часть области течения между ударной волной и телом начинает занимать слой со значит, влиянием вязкости, так что необходимо учитывать обратное влияние пограничного слоя на внеш. поток, а также влияние па пограничный слой поперечного градиента скорости во внеш. потоке.
Прк Ле<105 слой с влиянием вязкости занимает всю область между волной и поверхностью тела. Для расч╦та течения в этом слое используются т. н. парабо-лизованные ур-ния Навье ≈ Стокса, где не учитываются производные от вязких напряжений в направлении вдоль обтекаемой поверхности. Граничные условия на внеш. границе слоя получаются при этом из рассмотрения внутр. структуры ударной волны с уч╦том вяз. кости. Такая модель наз. моделью вязкого ударного слоя. При дальнейшем уменьшении числа Re(Re<\\╧) уже нельзя пренебречь толщиной ударной волны сравнительно с толщиной слоя газа между ней и обтекаемым телом. Этому в условиях земной атмосферы соответствуют столь пизкио значения плотности газа, при к-рых газодинамич. модель сплошной среды должна заменяться молекулярпо-кинетич. моделью. Теория Г, т. газа смыкается здесь с теорией разреженных газов (см. Динамика разреженных газов].
Системы ур-иий, описывающие Г. т. вязкого газа с происходящими в н╦м физ.-хим. превращениями н процессами переноса ≈ теплопроводностью и диффузией компонент газа, сложны, поэтому осн. количеств, результаты, необходимые при решении задач прикладного характера (напр., при расч╦те теплозащиты космич, аппаратов, входящих в атмосферу Земли или др. планет), получают из экспериментов или при помощи численных методов решения ур-ний с использованием ЭВМ.
При исследовании Г. т. большое значение имеют экс-перим. исследования как моделей летат. аппаратов и их элементов, так и исследования общего характера, к-рые проводятся для изучения осн. свойств течений газа и проверки выводов теории. Переход от умеренных сверхзвуковых скоростей к гиперзвуковым значительно усложняет проблему моделирования (см. Аэродинамический эксперимент, Аэродинамическая труба).
Теория Г. т. газа, помимо ее' использования в задачах аэродинамики, находит применение и в др, областях науки. Она тесно связана с теорией нестационарных процессов в газах, сопровождаемых возникнове-
нием и распространением сильных ударных воля, с проблемами космич. газодинамики (обтекание плане! солнечным ветром, взаимодействие солнечного ветра с галактич. газовым потоком, истечение газа в двойных зв╦здных системах и др.), а также с проблемой движения метеорных тел в атмосфере Земли.
Лит.: Черный Г. Г., Течения газа с большой сверхзвуковой скоростью, М., 1959; Хей» У,- Д., Пробе-тин Р.- Ф., Теория гиж'ряв'уиовых течений, пер. с англ., M.f 19ti2; Лунев В. В., Гипер звуковая аэродинамики, М., 1975; Н а у е s W. D., Probstein R. F., Hypersonic flow theory, v. 1, 2 ed., N.Y., 1966; OswatitscU K., Spezialgebiete dor Gasdynamik, W.≈ N.Y., i977. Г. Г. Ч╦рный, ГИПЕРОНЫ (от греч. hyper ≈ над, сверх, выше} ≈ барионы с отличным от пуля значением странностиг распадающиеся благодаря слабому (или электромагнит. ному) взаимодействию и имеющие вследствие этого времена жизни, на много порядков превышающие харак. терное время сильного взаимодействия (ядерное время, ~10~23 с). Поэтому Г. условно относят к «стабильным» (точнее, к квазистабильным) частицам. Как все барионы, Г. являются адронами и имеют полуцелый спин.
Первые Г. (А°) открыты в космич. лучах Г. Д. Ро-честером (Rochester) и Г. Батлером (Butler) в 1947, од-нако убедит, доказательства их существования были получены к 1951. Детальное и систематич. изучение Г. стало возможным после того, как их стали получать на ускорителях заряж. частиц высокой энергии при столкновениях быстрых нуклонов, л -мезонов и К.мезоное с нуклонами атомных ядер.
К Г. относятся, во-первых, А-, 2 }:-( 2°-, -3°-,3-. частицы, входящие вместе с нуклонами в один унитарный мультиплет (октет) барионов со спином '/г. Квар-ковое содержание этих Г. указано в скобках:
; *%- (dds); E« (tws); E~ (ds&)
(см. Кварки]. При этом Л является изотопич, сиптлотом (см. Изотопическая инвариантность) со странностью
S= ≈ 1, 2*» £° ≈ изотопич. триплетом с S~ ≈ 1 а Е°, 3~ ≈ изотопич. дублетом с S ≈ ≈ 2. Л- и 2°-Г., имеющие одинаковое кварковое содержание (wds), отличаются относит, ориентацией спипов кварков и вследствие зависимости сильного взаимодействия от спинов обладают разными массами. Пара (Ы)-кварков в Л-Г. находится в синглетном состоянии (с обычным спином 0), а в 2°-Г. [так же, как пары (uu)-n(dd). кварков в его изотопич. партн╦рах 2 + и 2 ~|≈ в трип лет ном (со спином 1).
Массы Г. с разл. значениями странности больше нас-сы нуклона из-за того, что масса странного кварка s приблизительно на 150 МэВ превышает массы к-, d-кварков (что является причиной нарушения .$£7(3)-симметрии между кварками разл. типов, или ароматов). В рамках нарушенной (по ароматам кварков) 56'(3)-симметрии массы Г, хорошо согласуются с соотношением Окубо ≈ Гслл-Маиа:
2 (mN _[_ ms) = 3/nA + mz ,
где массы ≈ средние по изотопич. мультнплстам. Небольшое различие в массах Г. из одного изотопич. муль-типлета обусловлено тем, что масса d- кварка на неси, МэВ больше массы и-кварка.
Все Г. из рассмотренного унитарного октота распада-ются с изменением странности благодаря слабому взаимодействию и имеют время жизни ~10~10с. Исключением является эл.-магп. распад 2°≈ *-Л+^ без изменения странности, происходящий за время ~5-10-20с. Поскольку в слабых распадах выполняется правило для изменения странности |Л5]<:1, распады S°, S~ происходят в осн. на Л-Г. с последующим ею распадом на нуклон н пиок (возможны также значительно менее вероятные р- распады с переходом Е в 2). Поэтому Н°, 3- наз. каскадными Г,
Г. являются также Q --частица со странностью 5= ≈≈3 и временем жизни ~1()-10с, входящая в унитарный декуилет барионов со спином s/a и состоящая на
")
}
