Légköri visszatérés

Az újbóli belépés az a fázis, amely során egy természetes objektum ( meteoroid ) vagy mesterséges ( műhold , űrkapszula vagy rakétatöredék vagy más test) belép egy bolygó légkörébe, és eléri a kellően sűrű rétegeket ahhoz, hogy mechanikai és termikus hatásokat okozzon.

Az ember által tervezett tárgyak

A mező jelent meg az 1950-es években az Egyesült Államokban és a Szovjetunióban , először a stratégiai célok, érintő nagy hatótávolságú rakéták és ismételt belépési jármű , majd egy politikai cél: az ember az űrben. Más nemzetek követték, és a tudás tudományosan meglehetősen széles körben oszlik meg, még akkor is, ha manapság csak kevés ország rendelkezik indítóval, amely képes emberi repülésre: Oroszország , Kína , az Egyesült Államok, Európa, Japán és India azonban képes műholdak indítására. és űrszondák.

A tevékenység megkezdésekor a szükséges tesztelési erőforrások miatt jelentős beruházások történtek. Ez kevésbé igaz az 1970-es évek és a digitális szimulációk megjelenése óta . Ez a terület azonban még ma is drága technológiát igényel, még a tudományos célokat szolgáló űrszondák esetében is. A pénzügyi források a kijelölt ügynökségek kiváltságai: Nemzeti Repülési és Űrkutatási Hivatal (NASA), Orosz Szövetségi Űrügynökség (Roscosmos), Japán Repüléstechnikai Kutató Ügynökség (JAXA), Indiai Űrkutatási Szervezet (ISRO), a Kínai Nemzeti Űrigazgatóság (CNSA) , az Európai Űrügynökség (ESA). Európában Franciaország és az Egyesült Királyság mellett, amelyek már rendelkeztek ismeretekkel a stratégiai programokkal kapcsolatban, az ESA lehetővé tette Németországnak, Olaszországnak és más európai országoknak, hogy szakértelmet szerezzenek a területen.

Ami a mesterséges tárgyakat illeti, két kategóriát határozhatunk meg aerodinamikai teljesítményük szerint: repülőgépek vagy széles manőverezési szélességű, emberi használatra szánt tárgyak és lakható kapszulák vagy űrszondák csekély vagy semmilyen manőverezési kapacitással. Ez utóbbiak rendkívül egyszerű geometriával rendelkeznek a levegő összenyomásából származó mozgási energia befogadására szánt részhez: gömb vagy gömb-kúp, a hátsó résszel való összeköttetéshez szükséges torusszal vagy anélkül.

Csillagpor szonda a hordozóján.
Elszökött a Stardustól.
Bejárat a Csillagporba.
Csillagpor a földön.

Vissza az iskolába pálya

Sebességgel mozog néhány km / s 47 km / s objektumok humán eredetű, és meghaladhatja a 70 km / s az meteorok .

Példák bemenetre (helyi referenciaérték, a Föld, a Mars vagy a Vénusz 120 km- hez közeli magassága , a Titan esetében 1270 km , a Jupiter esetében p = 1 sáv felett 450 km az izobár felett ).

	Bolygó (dátum)	Tömeg (kg)	Sebesség (m / s)	Lejtő (fok)
Apollo 4	Föld (1967)	5 425	11 140	7.07
Csillagpor	Föld (2006)	45.2	12,799	8.21
Viking	Március (1976)	980	4,420	17
Úttörő	Március (1997)	584	7 620	14.06
(Pioneer 13) nagy szonda	Vénusz (1978)	316,5	11540	32.4
(Pioneer 13) északi szonda	Vénusz (1978)	91	11 670	68.7
Galilei	Jupiter (1995)	335	47 400	8.5
Huygens	Titán (2006)	319	6,100	65
Cseljabinszk meteorit	Föld (2013)	1,2 × 10 7	19,020	18.2

Légkör és gravitációs modell

A légköröket összetételük, valamint a hőmérséklet és a nyomás magasságának változása jellemzi. Ez az utolsó érték a visszatérési szöget feltételezi annak érdekében, hogy korlátozza a test melegítését azáltal, hogy ritkán sűrű tartományban marad. A p nyomás vagy sűrűség függőleges profilja a h magasság függvényében egyszerűen leírható , ha feltételezünk egy izoterm közeget hidrosztatikus egyensúlyban, amelyet az egyenlet ír le $\ textstyle \ rho$

{\ displaystyle \ texttyle {\ frac {dp} {dh}} = - g \ rho}

ahol g a gravitáció gyorsulása. g = 9. 802 m / s 2 a földön, 3711 m / s 2 a Marson. Ha p helyettesítjük az állapotegyenletből származó értékkel , amelyben az univerzális gázállandó és az átlagos moláris tömeg , akkor a légkör egyensúlyi egyenletének felbontása exponenciális profilt ad ${\ displaystyle \ texttyle p = {\ frac {\ rho {\ mathcal {R}} T} {\ mathcal {M}}}}$ ${\ mathcal {R}}$ ${\ matematika {M}}$

{\ displaystyle \ textstyle \ rho = \ rho _ {0} e ^ {- {\ frac {h} {h_ {0}}}}}

ahol a Föld esetében olyan paraméter, amely lehetővé teszi a jó közelítést az érdekes magassági tartományban (az érték kissé eltér a talajtól), ez a léptéktényező, amely körülbelül 7,9 km a Földön, 11,1 km a Marson, 5,3 km a Vénusz és 38 km a Titan számára. Ezen a Szaturnusz műholdon a gyenge függőleges gradiens lehetővé teszi a helyi vízszintes síkhoz képest nagyobb lejtésű pályák alkalmazását a bemenethez. ${\ displaystyle \ textstyle \ rho _ {0} = 1,39kg / m ^ {3}}$ ${\ displaystyle \ texttyle h_ {0} = {\ frac {{\ mathcal {R}} T} {{\ mathcal {M}} g}}}$

Az exponenciális törvény azt sugallja, hogy a légkört és az űr vákuumát nincs határ. Ezért tetszőleges határt választunk az objektumra gyakorolt hatások közül, és elsősorban annak attitűdjére , a sebességre ( a súlypont mozgására) gyakorolt hatások valamivel későbbre. A földi esetben általában a 120 km értéket használják . Ez az érték tetszőleges, de helyes a legtöbb objektum esetében, legyen szó űrszondáról vagy űrsiklóról . Alacsony a nagy átmérő / tömeg arányú tárgyak, például a telepíthető rendszerek esetében .

Általános esetben az újbóli belépés előrejelzéséhez használt légkört vertikális profilok alkotják, amelyek minden érdeklődő mennyiséget (összetétel, hőmérséklet, nyomás, szél stb.) Tartalmaznak, amelyekből vannak olyan adatbázisok, mint a GRAM modell ( Global NASA Reference Atmospheric Model ) minden bolygókörnyezethez elérhető.

Hasonlóképpen geodéziai modelleket használnak a gravitációs profil jellemzésére. A szokásos rendszer a WGS 84 (World Geodetic System), amelyet a GPS rendszerek is használnak .

A ballisztikus pálya

Abban az esetben, egy test mentes felvonó, az objektum jellemzi a ballisztikus együttható , ahol m a tömeg, S ref egy tetszőleges referencia felülethez és C A A közegellenállási tényező kapcsolatos erre a felületre (csak a termék S ref C A van egy fizikai értelemben). Ez a pálya elég könnyen kiszámítható, ha feltételezzük, hogy egyenes vonalú, V 0 kezdeti sebességgel , állandó ellenállási együtthatójú lejtéssel ( Allen- pálya ). A maximális gyorsulásra következtetünk ${\ displaystyle \ textstyle \ beta = {\ frac {m} {S_ {ref} C_ {A}}}}$ $\ textstyle \ gamma$

{\ displaystyle \ textstyle \ left. {\ frac {dV} {dt}} \ right | _ {max} = {\ frac {V_ {0} ^ {2} sin \ gamma} {2h_ {0} e}} }

Vegye figyelembe, hogy a maximális gyorsulás független a ballisztikus együtthatótól. Kiszámíthatjuk azt a magasságot is, amelyen ez az esemény bekövetkezik

{\ displaystyle \ textstyle h = h_ {0} ~ ln (2K \ rho _ {0})}

hol . Például Stardust β = 58 kg / m 2 esetén a maximális gyorsulás 615 m / s 2 (kb. 63 g ), amelyet 47,4 km magasságban értünk el . Egy ilyen érték túl alacsony ahhoz, hogy befolyásolja az objektum mechanikai kialakítását. Természetesen ez a paraméter túlsúlyban van az emberi visszatérésnél, amelyet 10 g -nál kisebb értékre kell korlátozni . ${\ displaystyle \ scriptstyle {K} \ texttyle = {\ frac {h_ {0}} {2 \ beta sin \ gamma}}}$

Demonstráció

A mozgás alapvető egyenletét itt írjuk meg

{\ displaystyle \ textstyle F_ {A} = m {\ frac {dV} {dt}} = m {\ frac {dV} {d \ rho}} {\ frac {d \ rho} {dh}} {\ frac {dh} {dt}}}

ahol V a pozitívan lefelé számított sebesség. Az egyenes vonalú pálya hipotézise lehetővé teszi, hogy írjunk

{\ displaystyle \ texttyle {\ frac {dh} {dt}} = - Vsin \ gamma}

$\gamma$ az ösvény lejtése, pozitívan lefelé számolva. A sűrűség deriváltját a fent leírt exponenciális atmoszféra segítségével fejezzük ki

{\ displaystyle \ texttyle {\ frac {d \ rho} {dh}} = - {\ frac {\ rho} {h_ {0}}}}

A húzóerőt az adja ${\ displaystyle \ textstyle F_ {A}}$

{\ displaystyle \ textstyle F_ {A} = - {\ frac {1} {2}} \ rho S_ {ref} C_ {A} V ^ {2}}

A különböző egyenletek feltételeinek átrendezésével jön

{\ displaystyle \ texttyle {\ frac {dV} {d \ rho}} = - KV}

hol . Ennek az egyenletnek a megoldása az ${\ displaystyle K = \ texttyle {\ frac {h_ {0}} {2 \ beta sin \ gamma}}}$

{\ displaystyle \ textstyle V = V_ {0} e ^ {- K \ rho}}

ahol V 0 a kezdeti sebesség. Ezért levezethetjük a gyorsulást

{\ displaystyle \ textstyle {\ frac {dV} {dt}} = {\ frac {V_ {0} ^ {2} \ rho} {2 \ beta h_ {0}}} e ^ {- 2K \ rho}}

A gyorsulási csúcsot magasságban kapjuk, és egyenlő ${\ displaystyle \ textstyle \ rho = {\ frac {1} {2K}}}$ ${\ displaystyle \ textstyle h = h_ {0} ~ ln (2K \ rho _ {0})}$

{\ displaystyle \ textstyle \ left. {\ frac {dV} {dt}} \ right | _ {max} = {\ frac {V_ {0} ^ {2} sin \ gamma} {2h_ {0} e}} }

e Euler száma .

A hordozó tárgy pályája

A légkörben fejlődni képes tárgyak használatának hasznosságát nagyon korán érezték. Ez a technika eleinte szerényen nyilvánult meg a Gemini programban , majd sokkal hatékonyabban az Apollo programban . Ez később egy igazi repülőgép kialakításává fejlődött: az űrsiklóvá .

A Gemini és az Apollo kapszulák kialakítása egyszerűsége miatt különösen érdekes. Ezek a gépek forradalmi jellegűek (néhány technológiai műtárgy kivételével). Az emelés egy statikus egyensúlyhiánynak köszönhető, amely a gép G tömegközéppontjának a szimmetriatengelytől való eltolódása (a C emelés középpontja a szimmetriatengelyen helyezkedik el). Ez az emelés tehát a gép tengelyeiben van rögzítve, és az utóbbit gázfúvókákkal forgatják. Ez természetesen magában foglalja az irányítási és kísérleti rendszerek létezését. Az előfordulás tehát szintén rögzített: Apollo esetében körülbelül 30 fok, ami 0,3 körüli finomsággal meghatározott emelést ad neki . Ez az érték, bár nagyon alacsony a repülőgépekhez képest, azonban lehetővé tette az Apollo 4 számára, hogy erőforrást végezzen (légiforgalmi értelemben). Ezt az elvet a közelmúltban alkalmazták a Mars Tudományos Laboratóriumban . Ez a technika jobb leszállási pontosságot tesz lehetővé, mintegy 20 km-t a pálya síkjában lévő több mint száznál egy pilóta nélküli test számára.

A hiperszonikus posztfázis-szekvencia

Amikor a szonda 1.5-es értéket (Stardust esetén 1.23) elérte az 1. Mach-ot, szuperszonikus ejtőernyőt vetnek be. Funkciója nemcsak a próba lelassítása, hanem a transzkonikus fázis alatt történő stabilizálása is. A szubszonikusra váltás után egy nagy átmérőjű ejtőernyő veszi át a sebességet, hogy a sebességet 10 és 100 m / s (nagyságrendek) közé állítsa . Ebben a fázisban az első hőpajzs felszabadul: védelmi funkciója megszűnik, és nem kívánt tömeget alkot. Más rendszerek is eldobhatók, például a Mars Tudományos Laboratóriumban az egyensúlyhiány megteremtésére használt súlyok, és a nem vertikális problémát okozhatnak a talajhoz közeledve.

A leszálló rész különböző technikákat alkalmazhat: árokásás (minden amerikai pilóta kapszula), retró rakéták csuklós lengéscsillapító karral ( Viking ) vagy anélkül ( Szojuz ), légzsákok ( Mars Pathfinder ) és a Mars Science Laboratory esetében eredeti technika tolóerővel ellátott hordozó segítségével, amely a hasznos terhet (ebben az esetben a robotot) kötélen keresztül rakja le.

Energiaátvitel

A keletkező hő nagy része az űrhajó elején lévő levegő gyors összenyomódásának köszönhető. Ehhez képest a levegő és az edény felülete közötti súrlódás által termelt hő minimális. Az újbóli belépés egyik legnagyobb nehézsége abban rejlik, hogy a nagy mennyiségű energia eloszlik, és amelynek egy része konvektálódik vagy kisugárzódik a felszín felé, magas értékekre melegítve. Ez a rész alacsony, kevesebb, mint 10%. Egy másik részét mechanikai formában (lökéshullám) találjuk meg, amelynek nagy része termikus vagy sugárzó formában kerül át a környező légkörbe. Egy olyan tárgy esetében, amelynek végsebessége alacsony, ez az energia a kezdeti mozgási energia 1 / 2mV 0 2 . A Cseljabinszk szuperszilárd példában ez 2,2 10 15 J, vagy 0,6 megatonna TNT -nek felel meg . A testnek adott része felületes kémiai reakciókká, fázisváltássá és felmelegedéssé alakul át. Ez a hevítés olyan termomechanikus feszültségeket okoz, amelyek megrepedhetik az anyagot, ha az indukált feszültségek nagyobbak, mint a tolerálható feszültségek. Egy meteoroid esetében ez szétesést eredményez. A cseljabinszki meteorit így 43 és 21 km között széttöredezett, az események maximuma 30 és 37 km között volt .
Ezeknek a tárgyaknak a visszatérésével járó lökéshullámok („ szuperszonikus gémek ”) terjednek, és elég erősek lehetnek ahhoz, hogy kárt tegyenek, amikor elérik a talajt. A jelenség leírására gyakran használt robbanás kifejezés nem megfelelő, és a lökéshullám töredezettség hiányában is jelen van.

Nagy magasság: ritkasághoz kapcsolódó jelenségek

90 km magasság felett (a Föld légkörében) a molekulák átlagos szabad útja meghaladja az egy centimétert. Egy ilyen közeg áramlása a gázok kinetikai elméletét igényli . Mivel az energiacsere nagyon alacsony, ez a szemlélet vagy a nagy tárgyak (bevethető struktúrák) megváltoztatására, valamint a levegő befogására vonatkozik .

Fő fázis: a termodinamikai egyensúlyból származó gáz és a kémiai reakciók

Az energia bizonyos sebességgel kerül a falra: a hőáram sűrűsége. Ez konvektív és sugárzó eredetű, ez utóbbi üzemmód elhanyagolható alacsony sebességnél. Mivel a konvekciós áramlás a faltól függ, további pontosság nélkül értékeljük a referencia -áramlást egy hideg és közömbös falon, amelyet gyakran hőáramnak neveznek.

A visszatérő tárgy intenzív lökéshullámot idéz elő, amely szinte azonnal 10 000-15 000 K hőmérséklet-emelkedést okoz . A lökéshullám mögött a közeg nincs termodinamikai egyensúlyban, és az intenzív kémiai reakciók központja. A közeget több hőmérséklet írja le, amely megfelel a gáz különböző mértékű szabadságának. A legegyszerűbb modellek két hőmérsékletre korlátozódnak. Az első a nehéz részecskék (molekulák, atomok és ionok) transzlációjára vonatkozik, és Maxwell statisztikájához kapcsolódik . A második a belső energiákat írja le ( Boltzmann- statisztika ). A molekulák forgási hőmérséklete megegyezik a transzláció hőmérsékletével, és a szabad elektronok hőmérséklete megegyezik a belső energiák hőmérsékletével.

Az ütközések visszahozzák a termodinamikai egyensúlyt, amelyet általában a test előtt érnek el, de a környezet elég forró marad ahhoz, hogy a kémiai reakciók fennmaradjanak, jellemzően 4000-6000 K a határréteg közelében. A konvekciós hőáramokat nagyon gyakran úgy értékelik, hogy csak ennek az összetett fizikának a kémiai reakcióit tartják meg. Így alakultak ki olyan megközelítő módszerek, amelyek lehetővé teszik a fal áramlásának egyszerű becslését a megállási ponton, például a Sutton és Graves módszer, amely a következő kifejezéshez vezet:

{\ displaystyle \ texttyle q = a \ left ({\ frac {\ rho} {R}} \ right) ^ {1/2} V ^ {3}}

R a test sugara a szimmetriatengely közelében, és állandó jellemzője van az atmoszférára. a = 1,83 10-4 kg -1/2 m -1 a Föld légkörére, a = 1,35 10-4 kg -1/2 m -1 a Mars légkörére . A pontosság 10% -os nagyságrendű. Az egyik észreveszi az R -1/2 -ben a testen folyó áramlás sebességgradiensével kapcsolatos függőséget . A fluxus csökken, ha a sugár megnő.

A kinematikához fent használt módszer alkalmazásával kiszámíthatjuk a maximális áramlás magasságát

{\ displaystyle h = h_ {0} ~ log \ left (6K \ rho _ {0} \ right)}

és annak értéke

{\ displaystyle \ textstyle q_ {max} = aV_ {0} ^ {3} \ bal ({\ frac {\ beta sin \ gamma} {3eh_ {0} R}} \ jobb) ^ {1/2}}

A Stardust példája esetében R = 0,220 m , ezért a maximális áramlás 9,8 MW / m 2 57 km magasságban . A pontosabb, pontosabb módszerekkel számított érték 10,2 MW / m 2 . Ez az érték jelentős. Ha meg akarjuk becsülni a hatásait, akkor kiszámíthatjuk azt a hőmérsékletet, amelyet egy , a fluxusnak kitett, 1 -es kibocsátási értékű fal elérne. Ezt az értéket a sugárzási egyensúlyi összefüggés adja, azaz 3630 K. Nincs olyan anyag, amely képes lenne elviselni ezt a hőmérsékletet oxidáló atmoszférában. Ez az oka annak, ablatív hő pajzs alkalmazunk. Az anyag megválasztása a q max, míg vastagsága a felületi energiához kapcsolódik ${\ displaystyle \ texttyle q = \ sigma T ^ {4}}$

{\ displaystyle \ texttyle Q = \ int _ {0} ^ {t_ {end}} qdt = aV_ {0} ^ {2} {\ sqrt {\ frac {\ pi \ beta h_ {0}} {Rsin \ gamma }}}}

Észrevesszük, hogy ez a mennyiség változik, míg a maximális fluxus változik . A Stardust esetében a felületi energia eléri a 190 MJ / m 2 -et ${\ displaystyle V_ {0} ^ {2}}$ ${\ displaystyle V_ {0} ^ {3}}$

Demonstráció

Az integrációt a sűrűségre kell elvégezni. Ehhez elvégezzük a változó változását a reláció használatával

{\ displaystyle \ textstyle {\ frac {d \ rho} {dt}} = - {\ frac {\ rho Vsin \ gamma} {h_ {0}}}}

honnan

{\ displaystyle \ texttyle Q = {\ frac {ah_ {0} V_ {0} ^ {2}} {R ^ {\ frac {1} {2}} sin \ gamma}} \ int _ {0} ^ { t_ {end}} \ rho ^ {- {\ frac {1} {2}}} e ^ {- 2K \ rho} d \ rho}

A fenti integrál érvényes . A gyakorlatban a hibafüggvény egyenlő 1-vel, a pálya végén az áramlás alacsony. Innen a felületi energia hozzávetőleges kifejezése ${\ displaystyle \ texttyle {\ sqrt {\ frac {\ pi} {2K}}} erf (2K \ rho (t_ {end}))}$

{\ displaystyle \ texttyle Q = aV_ {0} ^ {2} {\ sqrt {\ frac {\ pi \ beta h_ {0}} {Rsin \ gamma}}}}

Sugárzás

Mérsékelt sebességgel (V < 15 000 m / s )

A gáz által kibocsátott sugárzás a hőmérséklet hatására nagyon gyorsan növekszik. Levegő esetén az 5000 K -ról (a fal közelében) 10 000 K -ra (közvetlenül az ütközés mögött ) történő váltás az energia kibocsátását körülbelül 10 4 -szeresére növeli . Ahhoz, hogy ez a jelenség jelentős legyen , el kell érni a Föld légkörében a 10 km / s -nál nagyobb sebességet . A Titánra való újbóli belépés esetén a sugárzás észrevehető volt a szerény sebesség ellenére. Ez összefügg a szénhidrogének jelenlétével a műhold légkörében. Az áramlás legforróbb régiójába érkezve kémiai fajok jönnek létre, amelyek erős emissziós erővel rendelkeznek, például a gyökös CN . Ezek a fajok a hőpajzs lebomlása miatt a határrétegben is minden esetben előfordulnak, de hidegebb régiókra korlátozódnak, ezért nagyon keveset bocsátanak ki.

Ez a fajta jelenség kevéssé alkalmazható egy hozzávetőleges számításhoz, mint amit fentebb a konvekcióhoz tettünk. Vannak azonban összefüggések , amelyek lehetővé teszik a faláram hozzávetőleges értékének kiszámítását. Formájúak

{\ displaystyle \ texttyle q_ {r} = aR ^ {b} \ rho ^ {c} P (V)}

P (V) egy közelítő polinom, amely gyorsan változik a V-vel, ez tükrözi az emisszió alakulását a hőmérséklet mellett. A Stardust példában ez 1,9 MW / m 2 maximális értékhez vezet, vagyis nem elhanyagolható értékhez viszonyul a fent számított konvektív fluxushoz képest, amely - emlékezzünk rá - egy hideg és inert falra , ezért növeli a hőpajzstól függő valós értéket. Detra és Hidalgo miatt egyszerűbb és kevésbé pontos összefüggés is létezik:

{\ displaystyle \ texttyle q_ {r} = aR \ rho ^ {\ alpha} V ^ {\ beta}}

Utóbbi esetében, mint fent, kiszámíthatjuk a maximális sugárzási áramnak megfelelő magasságot:, értéke alig különbözik a konvektív áramláshoz kapott értéktől. Ez a kifejezés egy átlátszó közegre érvényes, ahol a kibocsátott energia mennyisége arányos a kibocsátott terület vastagságával, amely közvetlenül arányos a sugárral az Euler-féle invarianciaskálázás révén . Ezek az összefüggések egy viszonylag korlátozott területre korlátozódnak; különösen nem alkalmazhatók 16 km / s -nál nagyobb sebességre . Nagyon nagy sebességeknél, például a meteoroid bemeneteknél, erős összekapcsolódás jön létre a sugárzás és a konvekció között: a sugárzás csökkenti a gáz hőmérsékletét és csökkenti a sokkréteg vastagságát, ami a konvekciós áramlás önkorlátozását és a sugárzást eredményezi. A sugárzás gyorsan az uralkodó átviteli móddá válik. Ez a hatás a Goulard -számból becsülhető meg . A kapcsolás észrevehetővé válik, amint ez a mennyiség eléri a néhány százalékot. A kapcsolt sugárzási fluxus akkor megközelítőleg megéri: ${\ displaystyle \ textstyle h = h_ {0} ~ log \ left ({\ frac {\ beta} {\ alpha}} K \ rho _ {0} \ right)}$ ${\ displaystyle \ texttyle \ Gamma = {\ frac {Q_ {r}} {1/2 \ rho V ^ {3}}}}$

{\ displaystyle \ textstyle q_ {r} '= {\ frac {q_ {r}} {1 + a \ Gamma ^ {0.7}}}}

a = 3,45 a levegőért, 3 a Jupiter légköréért, 2 a Titanéért. Bár a fenti összefüggés nem érvényes kis sugarakra, mégis meg kell jegyezni, hogy a tendencia megnehezíti a kísérletet egy tesztmodellen ( sokkcső , égőalagút vagy plazmafáklya ), mivel ezekben a létesítményekben alacsony a használható sugár.

Nagyon nagy sebességnél (V> 15 000 m / s )

A meteoroidok visszatérésének a Föld légkörébe sebessége meghaladhatja a 70 km / s-ot . Legalább metrikus méretű és 15 km / s sebességnél nagyobb objektumok esetén a közeg teljesen ionizált, és a sugárzás válik uralkodóvá. Jelentősen módosítja az áramlást azáltal, hogy energiaveszteséget okoz a becsapódás és a fal között, ami az entalpia és ezáltal a konvektív áramlás csökkenését eredményezi. A hőmérséklet eléri a tízezer fokot, vagy meghaladja a 100 000 K-t . Ezek az intenzív sugárzás forrása, különösen az ultraibolya tartományban. A sugárzásnak ezt a részét elnyeli a környező oxigén, és egy prekurzort hoz létre a lökéshullám előtt, amelyben a hőmérséklet eléri a néhány ezer fokot. A gáz ezen előmelegítése ennek megfelelően megnöveli a sokk mögött a hőmérsékletet ( Rankine-Hugoniot kapcsolatok ).

A Mars problémája

Időnként a szél a Marson néhány tíz mikron átmérőjű részecskékből álló felhőket hoz létre, amelyek akár 60 km magasságig is emelkedhetnek . Egy ilyen esemény nagy földrajzi régiókat érinthet, sőt évtizedenként néhányszor teljesen lefedi a bolygót.

Ezen részecskék közül a legnagyobbakat alig érinti az objektum körüli áramlás átkelése, ezért több km / s sebességgel hatnak a felületre. Az ilyen típusú eseményekben minden részecske a sajátjainak több tucatszoros tömegét távolítja el. Ez a szonda megsemmisítéséhez vezethet. Azt is meg kell jegyezni, hogy ezt a jelenséget nagyon nehéz szimulálni és ugyanúgy kipróbálni. Ez a jelenség kockázatot jelent minden marsi misszió számára.

Az elsötétítés jelensége

Az elektromágneses hullámok átvitele lehet fázison kívüli, zajos, legyengült vagy akár megszakadhat az újbóli belépés során: ez az áramkimaradás jelensége. Ennek oka a hullámok kölcsönhatása a közegben lévő elektronokkal. A terjedés megszakad, ha a frekvencia alacsonyabb, mint az ionizált közeg jellemző frekvenciája: a plazma természetes frekvenciája . Ebből kiszámíthatjuk az f frekvencia levágását okozó elektronsűrűséget:

{\ displaystyle \ textstyle n_ {e} = \ alpha f ^ {2}}

a . Ehhez a szűrési jelenséghez egy másik probléma kapcsolódik, amely az antennák nem illeszkedéséhez kapcsolódik, a közeli közeg permittivitásának módosulása miatt . ${\ displaystyle \ texttyle \ alpha = 0,0124 {\ rm { / m ^ {3} / Hz ^ {2}}}}$

Ha az X sávban olyan frekvenciát veszünk , amelyet a Pathfinder esetében 10 GHz körüli értékként használunk , akkor a levágott elektron sűrűsége körülbelül 10 12 / m 3 lesz . Ezeket az értékeket a teljes jelmegszakítás 30 másodperce alatt érték el . Az Apollo járatain az áramszünet körülbelül három percig tart.

Az elektronikus sűrűség a test adott pillanatában nagyon változó. A tervező ezért arra törekszik, hogy optimalizálja az antennák helyzetét a jelenség minimalizálása érdekében, figyelembe véve a különféle telepítési korlátozásokat. A problémát az űrrepülőgépen úgy oldották meg, hogy felfelé sugároztak egy közvetítő műhold felé , ezáltal áthaladva az áramlás gyengén ionizált régióján.

Telepíthető struktúrák

A telepíthető szerkezeteket úgy tervezték, hogy jelentősen növeljék az ellenállást. A Marsra való belépésre szolgálnak, ahol az alacsony talajnyomás korlátozza a hozzáférhető régiókat az alacsony magasságú területekre. Ezek a szerkezetek tartalmazzák a ballutákat és a szuperszonikus lassítókat . Ezeket fejlesztették ki az ESA és a NASA.

Jegyzetek és hivatkozások

(in) " Hazatérés. Visszatérés és helyreállítás az űrből. " .
(a) " NASA " .
(in) " Orosz Szövetségi Űrügynökség " .
(in) " Japán Aerospace Exploration Agency " .
(in) " Indiai Űrkutatási Szervezet " .
(in) " Kína National Space Administration " .
(in) " Európai Űrügynökség " .
(in) Ball AJ Garry JRC Lorenz RD és Kerzhanovich VV , Planetary Landers and Entry Probes , Cambridge University Press ,2007( ISBN 978-0-521-12958-9 ).
(in) CA Davies és Mr. Arcadi : " Planetary Missions Entry Vehicles. Gyors referencia kézikönyv. " , A NASA SP-2006-3401 műszaki jelentése ,2006( online olvasás ).
(en) Duffa G. , Ablatív hővédő rendszerek modellezése , Reston, VA, AIAA Educational Series,2013, 431 p. ( ISBN 978-1-62410-171-7 ).
(en) Jiří Borovička , Pavel Spurný , Peter Brown , Paul Wiegert , Pavel Kalenda , David Clark és Lukáš Shrbený , „ A cseljabinszki aszteroidás ütközésmérő pályája, szerkezete és eredete ” , Nature Letter , vol. 503,2013, P. 235-237.
(in) FW Leslie és CG Justus , " The NASA Marshall Space Flight Center Earth Global Reference Atmospheric Model Version-2010 " , NASA TM-2011-216467 ,2011( online olvasás ).
(in) " NGA / NASA EGM96, N = M = 360 Earth Gravitational Model " ,2014. október 24.
(in) WA Wood , " Hypersonic Pitching Time Shift for Stardust Reentry Capsule forebody " , NASA Technikai jelentés TM-97-206266 ,1997( online olvasás ).
(a) GALLAIS P. , légköri ismételt belépési jármű mechanika , Berlin, Springer Verlag ,2007, 353 p. ( ISBN 978-3-540-73646-2 ).
(in) " NASA - NASA új hőpajzs fejlesztése az Orion számára " a www.nasa.gov oldalon (hozzáférés: 2021. január 26. ) .
Brun R. , Bevezetés a reaktív gázok dinamikájába , Toulouse, Cépaduès ,2013, 364 p. ( ISBN 978-2-36493-057-5 ).
(in) K. Sutton és RA Graves , " Általános stagnálási pont konvektív-fűtő önkényes egyenlete gázkeverékeknek " , a NASA TR-R-376 műszaki jelentése ,1971( online olvasás ).
(in) Olynick D. Chen Y.-K. és Tauber ME , „A mellső TPS méretezése sugárzással és ablációval a Stardust minta visszatérő kapszulához ” , AIAA 32. termofizikai konferencia ,1997. június.
(en) M.-Y. Perrin , P. Rivière és A. Soufiani , „ Radiation Database for Earth and Mars Entry ” , Report RTO-EN-AVT-162 ,1998( online olvasás ).
(in) ME Tauber és K. Sutton , " torlópont sugárzási fűtés kapcsolatok Föld és a Mars " , Journal of űrhajók és rakéták , Vol. 28., 6.,1991, P. 40–42.
(in) RW Detra és H. Hidalgo , " Generalized Heat Transfer Formulas and Graphs for Nose-Cone Re-entry in the Atmosphere " , ARS Journal , vol. 31,1961, P. 318-321.
(in) ME Tauber és R. Wakefield , " Heating Environment and Protection Under Jupiter Entry " , Journal of Spacecraft and Rockets , Vol. 8, 3,1971, P. 630-636.
(in) G. DUFFA, " Meteorok belépési fenomenológiája és modellezése " , Hypersonic Meteoroid Entry Physics (HyMEP) verseny ,2017( online olvasás ).
(in) Howard A. Perko, John D. Nelson és Jaklyn R. Green, " A Marsi porösszetétel , szállítás, lerakódás, tapadás és eltávolítás áttekintése " , Nyolcadik nemzetközi konferencia a mérnöki tevékenységről, az építésről, a működésről és az üzleti tevékenységről ,2002( online olvasás ).
(in) " The Perfect Storm Dust Strikes március " ,2001.

Kapcsolódó cikkek