火星進(jìn)入器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境數(shù)值模擬

石小潘，趙 瑞，榮吉利，袁 武

(1. 北京理工大學(xué)宇航學(xué)院，北京 100081；2. 中國(guó)科學(xué)院計(jì)算機(jī)網(wǎng)絡(luò)信息中心超級(jí)計(jì)算中心，北京 100190)

0 引 言

隨著航天技術(shù)的不斷進(jìn)步和發(fā)展，人類已經(jīng)展開了200多次的深空探測(cè)任務(wù)[1]。而火星作為距離地球最近的地外行星，和其他行星相比其自然環(huán)境更接近地球，因此，火星成為人類探索宇宙重要的一部分?；鹦呛偷厍蛞粯哟嬖诖髿鈱樱鹦谴髿庵饕?5.7%的CO2,2.7%的N2和1.6%的Ar組成，密度只有地球的1%，與地球大氣組分顯著不同。文獻(xiàn)[2]指出大氣中的主要?dú)怏w成分的物理化學(xué)性質(zhì)對(duì)氣動(dòng)特性有顯著影響，因此，進(jìn)入器進(jìn)入火星大氣與再入地球大氣時(shí)受到的氣動(dòng)環(huán)境會(huì)有所差異。目前，各國(guó)開展火星無(wú)人進(jìn)入或軟著陸探測(cè)任務(wù)時(shí)，發(fā)射的進(jìn)入器均采用鈍體大底-倒錐布局的外形[3]，優(yōu)點(diǎn)是在高超聲速進(jìn)入時(shí)其布局外形的高阻力特性有利于進(jìn)入器的氣動(dòng)減速。而進(jìn)入器在進(jìn)入火星大氣層時(shí)，由于鈍體繞流效應(yīng)，流體繞過(guò)肩部后出現(xiàn)分離，在艙體尾段及配平翼迎風(fēng)面底端形成了分離區(qū)，分離區(qū)內(nèi)渦流脈動(dòng)劇烈，將會(huì)在進(jìn)入器壁面產(chǎn)生振幅較高的脈動(dòng)壓力，其頻率范圍包含了普通金屬面板的共振頻率。一方面，脈動(dòng)壓力可使進(jìn)入器壁面出現(xiàn)較大的局部載荷，容易激起飛行器結(jié)構(gòu)的抖振響應(yīng)，縮短材料的疲勞壽命；另一方面，脈動(dòng)壓力作為一種隨機(jī)激勵(lì)以噪聲的形式通過(guò)透射及結(jié)構(gòu)共振轉(zhuǎn)變?yōu)榕搩?nèi)噪聲，直接影響到內(nèi)部?jī)x器的可靠性，甚至導(dǎo)致任務(wù)失敗[4-5]。因此，研究火星進(jìn)入器壁面的脈動(dòng)壓力環(huán)境，對(duì)火星進(jìn)入器的結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)及艙內(nèi)聲振環(huán)境的預(yù)測(cè)都具有重要的意義。

盡管若干火星著陸任務(wù)已經(jīng)完成，但是與火星進(jìn)入器相關(guān)的飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)依然很匱乏，并且模擬火星大氣環(huán)境進(jìn)行風(fēng)洞試驗(yàn)難度大且成本高，因此對(duì)火星進(jìn)入器的脈動(dòng)壓力環(huán)境的研究手段主要靠數(shù)值計(jì)算[6]。國(guó)外對(duì)飛行器脈動(dòng)壓力環(huán)境作了諸多研究，Plotkin等[7]通過(guò)對(duì)各種實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)的分析，總結(jié)歸納了一套適用于跨聲速范圍內(nèi)非定常流動(dòng)脈動(dòng)壓力環(huán)境的經(jīng)驗(yàn)公式，給出了均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)、功率譜及空間相關(guān)性的計(jì)算方法。Tsutsumi等[8]采用改進(jìn)的延遲脫體渦方法對(duì)典型整流罩進(jìn)行非定常數(shù)值模擬，通過(guò)與實(shí)驗(yàn)值進(jìn)行對(duì)比證明該方法的可行性。文獻(xiàn)[9-11]采用脫體渦方法對(duì)亞聲速、跨聲速及超聲速的鈍體繞流流場(chǎng)作了數(shù)值模擬，模擬結(jié)果整體和實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)相近，且在跨超聲速精度最好。Ross等[12]針對(duì)在亞跨聲速范圍內(nèi)鈍體繞流非定常分離難以精確計(jì)算的問(wèn)題，通過(guò)風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)分析了雷諾數(shù)、來(lái)流馬赫數(shù)、攻角等對(duì)標(biāo)準(zhǔn)艙體外形脈動(dòng)壓力的影響。在國(guó)內(nèi)，徐立功等[13]對(duì)機(jī)動(dòng)再入飛行器壁面所受的空氣動(dòng)力脈動(dòng)環(huán)境進(jìn)行了分析，用統(tǒng)一的參變量給出了高超聲速范圍內(nèi)飛行器壁面脈動(dòng)壓力統(tǒng)計(jì)特性的工程計(jì)算公式。張志成等[14]使用工程估算公式分析了來(lái)流攻角和來(lái)流馬赫數(shù)對(duì)球頭雙錐體表面脈動(dòng)壓力分布的影響。蔣華兵等[15]通過(guò)對(duì)典型球頭單錐飛行器定常時(shí)均流場(chǎng)的求解，獲得湍流附面層厚度及外緣流動(dòng)參數(shù)，并代入經(jīng)驗(yàn)公式，對(duì)飛行器噪聲環(huán)境進(jìn)行計(jì)算并指出了飛行器表面噪聲環(huán)境惡劣的區(qū)域。趙瑞等[16]分析了火箭整流罩外氣動(dòng)噪聲環(huán)境，用隱式大渦模擬的方法對(duì)跨聲速條件下火箭整流罩外部氣動(dòng)噪聲進(jìn)行數(shù)值分析，并改進(jìn)了經(jīng)驗(yàn)公式在分離區(qū)的預(yù)測(cè)精度；此外，趙瑞等[5]對(duì)跨聲速旋成體火箭脈動(dòng)壓力產(chǎn)生的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)進(jìn)行重新分區(qū)歸納，針對(duì)各個(gè)分區(qū)脈動(dòng)流場(chǎng)提出改進(jìn)的經(jīng)驗(yàn)公式，提高預(yù)測(cè)精度。

綜上所述，各國(guó)學(xué)者對(duì)飛行器脈動(dòng)壓力環(huán)境作了不同的研究，并取得了顯著的成果，但對(duì)火星大氣下進(jìn)入器的脈動(dòng)壓力環(huán)境研究較少。進(jìn)入器著陸火星表面要經(jīng)歷四個(gè)階段：進(jìn)入準(zhǔn)備階段、高超聲速氣動(dòng)減速下降階段、打開降落傘減速下降階段和終點(diǎn)下降著陸階段。本文將對(duì)進(jìn)入器在開傘之前跨超聲速氣動(dòng)減速下降階段的脈動(dòng)壓力環(huán)境展開研究分析?；诿擉w渦模擬(Detached eddy simulaion, DES)方法，通過(guò)對(duì)不同工況下進(jìn)入器繞流進(jìn)行非定常數(shù)值模擬，分析來(lái)流馬赫數(shù)、來(lái)流攻角及配平翼展開角的變化對(duì)進(jìn)入器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響，綜合評(píng)價(jià)進(jìn)入器的脈動(dòng)壓力環(huán)境。

1 計(jì)算方法和模型

1.1 控制方程

流動(dòng)控制方程為三維非定?？蓧嚎sN-S方程組，其在直角坐標(biāo)系下的守恒積分形式可表示為：

(1)

式中：U為控制體， ?U為控制面，Q為守恒變矢量，F(xiàn)為矢通量，n為邊界的外法向量。

采用有限體積法對(duì)控制方程進(jìn)行數(shù)值離散，在數(shù)值離散過(guò)程中，空間對(duì)流項(xiàng)離散使用5階的WENO格式，黏性項(xiàng)使用4階的中心差分方法[17]。時(shí)間推進(jìn)采用二階隱式雙時(shí)間法進(jìn)行迭代[18]，內(nèi)迭代選擇常用的LU-SGS(lower-upper symmetric-Gauss-Seidel )方法[19]。定常計(jì)算采用一方程S-A湍流模型并將其計(jì)算結(jié)果作為非定常DES計(jì)算的初始流場(chǎng)。

目前對(duì)于火星大氣介質(zhì)的模擬，有兩種方法：一種方法是采用真實(shí)氣體模型[2]，考慮氣體介質(zhì)中的各種化學(xué)組分；另一種方法是等效比熱比模型[20]，根據(jù)統(tǒng)計(jì)熱力學(xué)的相關(guān)理論[21]，標(biāo)準(zhǔn)狀態(tài)的各種氣體介質(zhì)的熱力學(xué)參數(shù)都可用峰值能量分配原理來(lái)描述，也就能用有效比熱比、氣體常數(shù)和溫度等變量來(lái)表征。離解、電離等真實(shí)氣體效應(yīng)亦可看作能量分配方式的增加，進(jìn)而帶來(lái)更低的有效比熱比，因此，非空氣介質(zhì)、真實(shí)氣體效應(yīng)等影響可以用有效比熱比來(lái)等效和表征。本文使用的即是基于等效比熱比方法進(jìn)行數(shù)值計(jì)算，其等效比熱比取為1.17[20]。另外，對(duì)于火星大氣環(huán)境，以CO2為主，其黏性系數(shù)隨溫度而改變，使用Sutherland公式來(lái)表征

(2)

式中：參考黏性系數(shù)μ0=1.48×10-5kg/m·s，參考溫度T0=293.15 K。和黏性力一樣，氣體微團(tuán)之間的熱傳導(dǎo)也是由分子運(yùn)動(dòng)造成，導(dǎo)熱系數(shù)和黏性系數(shù)之間存在相似關(guān)系，在處理高速黏性流動(dòng)問(wèn)題，導(dǎo)熱系數(shù)由Pr=μcp/k確定，Pr=0.71。

1.2 基于S-A模型的DES方法

(3)

方程(3)右端的生成項(xiàng)變量定義為：

其中，Ω是渦量，d為到物面的最近距離,函數(shù)fW如下所示：

在S-A模型中定義湍流黏性系數(shù)為：

(4)

DES方法通過(guò)對(duì)Spalart-Allmaras湍流模型進(jìn)行長(zhǎng)度尺度修正，使其在近壁面采用雷諾平均方法(RANS)數(shù)值模擬附面層的流動(dòng)，即用湍流模型來(lái)模擬近壁面的小尺度脈動(dòng)；遠(yuǎn)離物面附面層的區(qū)域DES轉(zhuǎn)換至Smagorinsky大渦模擬，成為亞格子雷諾應(yīng)力模型。

(5)

(6)

1.3 計(jì)算模型和網(wǎng)格

本文主要研究進(jìn)入器進(jìn)入火星大氣層之后，在減速降落傘打開之前的跨超聲階段來(lái)流馬赫數(shù)(Ma)、來(lái)流攻角(α)及配平翼展開角(φ)對(duì)火星進(jìn)入器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響。計(jì)算工況如表1所示。

表1 進(jìn)入器計(jì)算條件Table 1 Computation condition for the capsule

計(jì)算模型為類似文獻(xiàn)[23]中所示的具有配平翼的進(jìn)入器外形，基本尺寸如圖1所示。計(jì)算網(wǎng)格為六面體結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格，如圖2所示，網(wǎng)格總量約600萬(wàn)，并在分離區(qū)附近(配平翼及艙體后方)進(jìn)行加密，用于捕捉脫體渦結(jié)構(gòu)。壁面第一層網(wǎng)格保證y+<1，用于捕捉黏性邊界層流動(dòng)。

對(duì)進(jìn)入器z=0截面進(jìn)行測(cè)點(diǎn)采樣，如圖3所示，采樣點(diǎn)共計(jì)29個(gè)，采樣頻率為5000 Hz，從瞬時(shí)流場(chǎng)中提取壁面特征點(diǎn)壓力信號(hào)隨時(shí)間變化歷程曲線，獲得均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)，并采用快速傅里葉變換(FFT)，研究頻域空間中脈動(dòng)壓力的功率譜密度分布。

1.4 數(shù)值方法驗(yàn)證

為驗(yàn)證本文使用的計(jì)算方法，以具有風(fēng)洞試驗(yàn)數(shù)據(jù)的神舟返回艙模型作為驗(yàn)證算例。神舟返回艙風(fēng)洞外形及壁面測(cè)點(diǎn)的位置見圖4，計(jì)算網(wǎng)格約為1000萬(wàn)，計(jì)算參數(shù)選自風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)參數(shù)見表2。

T0/KP0/PaMaU∞/(m·s-1)p∞/Paq∞/Pa(Re/L)/m-12871012090.6200.379297200471.213×107

2 結(jié)果與分析

2.1 來(lái)流馬赫數(shù)對(duì)脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響

均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)是衡量壁面脈動(dòng)壓力總強(qiáng)度的關(guān)鍵統(tǒng)計(jì)參數(shù)。圖7為在來(lái)流攻角為0°,配平翼展開180°時(shí)不同來(lái)流馬赫數(shù)下進(jìn)入器壁面各測(cè)點(diǎn)的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)對(duì)比曲線。

從圖7可以看出，進(jìn)入器整體的脈動(dòng)壓力環(huán)境隨來(lái)流馬赫數(shù)的增加呈降低的趨勢(shì)，在馬赫數(shù)為1.2時(shí)，均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)第一峰值出現(xiàn)在艙體背風(fēng)面下側(cè)，第二峰值出現(xiàn)在配平翼背風(fēng)面；另外，配平翼迎風(fēng)面翼根區(qū)及艙體背風(fēng)面上側(cè)的脈動(dòng)壓環(huán)境也十分嚴(yán)峻。圖8為不同來(lái)流馬赫數(shù)下進(jìn)入器對(duì)稱面的馬赫數(shù)云圖。從圖8可以看出，由于鈍體效應(yīng)，流動(dòng)繞過(guò)肩部后出現(xiàn)分離，進(jìn)入器艙體段淹沒在分離區(qū)中。由于分離區(qū)內(nèi)渦流的非定常脈動(dòng)，在艙體壁面誘導(dǎo)產(chǎn)生了脈動(dòng)壓力。同時(shí)可以看到，在配平翼的迎風(fēng)面翼根處也存在小的分離區(qū)。隨著馬赫數(shù)的增加，流動(dòng)可壓縮效應(yīng)增強(qiáng)，使得艙體分離區(qū)逐漸減小。當(dāng)馬赫數(shù)較低時(shí)(見圖8(a))分離區(qū)較大，渦流脈動(dòng)強(qiáng)烈，使得艙體背風(fēng)面及配平翼背風(fēng)面的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)較大，脈動(dòng)壓力環(huán)境惡劣。相反，隨著來(lái)流馬赫數(shù)的增加，來(lái)流氣體的可壓縮性逐漸增強(qiáng)，分離區(qū)也越來(lái)越小，分離區(qū)較短，導(dǎo)致渦流脈動(dòng)空間不足、發(fā)展不充分(見圖8(b)和圖8(c))。因此，在配平翼背風(fēng)區(qū)及艙體背風(fēng)區(qū)的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)較小，脈動(dòng)壓力環(huán)境并不嚴(yán)峻。

在進(jìn)入器艙體下側(cè)靠近肩部位置安裝有配平翼，下側(cè)氣流繞過(guò)肩部后經(jīng)膨脹激波加速后沖擊在配平翼迎風(fēng)面上，迎風(fēng)面氣流在配平翼駐點(diǎn)處分為上下兩部分，上邊的氣流在艙翼連接的夾角范圍內(nèi)形成了一個(gè)低壓分離區(qū)。在來(lái)流馬赫數(shù)為1.2時(shí)，鈍體前邊形成的脫體激波強(qiáng)度較小且不穩(wěn)定，在肩部膨脹激波和翼尖高壓區(qū)的作用下，分離區(qū)極不穩(wěn)定、運(yùn)動(dòng)劇烈，誘導(dǎo)出強(qiáng)烈的脈動(dòng)壓力環(huán)境，致使配平翼迎風(fēng)面翼根處均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)較大。而在來(lái)流馬赫數(shù)為2和3時(shí)，鈍體前方的脫體激波強(qiáng)度較大且穩(wěn)定，并且從圖8可以看出，脫體激波隨著馬赫數(shù)的增加逐漸向大底靠近。配平翼迎風(fēng)面的分離區(qū)受脫體激波抑制作用逐漸增強(qiáng)，分離區(qū)的運(yùn)動(dòng)逐漸保持穩(wěn)定。因此，分離區(qū)在配平翼迎風(fēng)面誘導(dǎo)的脈動(dòng)壓力環(huán)境并不明顯。下邊的氣流繞過(guò)配平翼之后，經(jīng)配平翼誘導(dǎo)在其背風(fēng)面產(chǎn)生一個(gè)分離區(qū)。在來(lái)流馬赫數(shù)為1.2時(shí)，渦流運(yùn)動(dòng)劇烈，致使配平翼背風(fēng)面的脈動(dòng)壓力環(huán)境劇烈。該渦流流場(chǎng)向下游發(fā)展，和艙體脫體渦區(qū)域相互干擾，使艙體背風(fēng)面下側(cè)靠近配平翼的區(qū)域脈動(dòng)壓力達(dá)到最大，即均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)第一峰值所在的區(qū)域。相比艙體背風(fēng)面下側(cè)，艙體背風(fēng)面上側(cè)僅受艙體脫體渦的影響，其脈動(dòng)壓力環(huán)境相對(duì)較小。

如上所述，進(jìn)入器脈動(dòng)壓力環(huán)境在低馬赫數(shù)下最為嚴(yán)峻，以下對(duì)攻角和配平翼展開角的研究主要基于Ma=1.2來(lái)流條件。

2.2 來(lái)流攻角對(duì)脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響

圖9為在來(lái)流馬赫數(shù)為1.2，配平翼展開180°時(shí)不同來(lái)流攻角下進(jìn)入器壁面各測(cè)點(diǎn)的脈動(dòng)壓力系數(shù)變化曲線。從圖9可以看出， 來(lái)流攻角從0°改變到15°，進(jìn)入器整體的脈動(dòng)壓力環(huán)境變化較大。

圖10為進(jìn)入器在不同來(lái)流攻角下的馬赫數(shù)云圖。從圖10可以看出，隨著來(lái)流攻角的改變，進(jìn)入器前方的脫體激波的位置向配平翼迎風(fēng)面壓進(jìn)，使得來(lái)流在配平翼迎風(fēng)面上的再附點(diǎn)位置向翼根靠近，如圖11所示，再附點(diǎn)的位置改變使得分離區(qū)作用的區(qū)域向翼根縮進(jìn)，從而使得在配平翼迎風(fēng)面上誘導(dǎo)的脈動(dòng)壓力峰值向翼根區(qū)轉(zhuǎn)移。另外，配平翼誘導(dǎo)的剪切層隨著攻角的改變向艙體下側(cè)面靠近，使得配平翼背風(fēng)面及艙體背風(fēng)面下側(cè)的分離區(qū)減小，渦流脈動(dòng)空間減小、脈動(dòng)減弱，使得均方脈動(dòng)壓力系數(shù)相對(duì)減??；對(duì)于艙體背風(fēng)面上側(cè)，分離區(qū)增大，渦流脈動(dòng)空間增大、脈動(dòng)增強(qiáng)，使得艙體上側(cè)面的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)相對(duì)增大。

2.3 配平翼展開角度對(duì)脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響

圖12為在來(lái)流馬赫數(shù)為1.2,來(lái)流攻角0°時(shí)不同配平翼展開角度下進(jìn)入器壁面各測(cè)點(diǎn)的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)變化曲線。從圖12可以看出，配平翼角度變化對(duì)配平翼迎風(fēng)面影響較大，對(duì)進(jìn)入器其他區(qū)域影響較小。

圖13為不同配平翼展開角度下艙翼連接段的局部放大圖。從圖13可以看出，流動(dòng)繞過(guò)下側(cè)肩部后出現(xiàn)分離，在配平翼展開角120°范圍內(nèi)，配平翼和艙體段淹沒在分離區(qū)中，隨著配平翼的展開，配平翼迎風(fēng)面的分離區(qū)逐漸減小，渦流脈動(dòng)空間不足，脈動(dòng)強(qiáng)度逐漸減弱，因此在配平翼迎風(fēng)面上誘導(dǎo)產(chǎn)生的脈動(dòng)壓力逐漸減小。相反，背風(fēng)區(qū)的脈動(dòng)壓力稍有增加。配平翼展開150°時(shí)，部分來(lái)流沖擊在配平翼迎風(fēng)面上，來(lái)流受配平翼的影響，在艙翼連接段形成了一個(gè)低壓分離區(qū)，分離區(qū)再附點(diǎn)位置(見圖13(c))極不穩(wěn)定，前后移動(dòng)劇烈，將在配平翼迎風(fēng)面上誘導(dǎo)產(chǎn)生脈動(dòng)壓力峰值，均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)最大達(dá)到0.21。另外，再附點(diǎn)的前后移動(dòng)加劇了分離區(qū)運(yùn)動(dòng)，將會(huì)在配平翼迎風(fēng)面靠近翼根區(qū)域誘導(dǎo)嚴(yán)峻的脈動(dòng)壓力環(huán)境。配平翼展開180°時(shí)，配平翼迎風(fēng)面分離區(qū)再附點(diǎn)位置基本固定，相比配平翼展開150°，分離區(qū)的形態(tài)較穩(wěn)定。因此，分離區(qū)在配平翼上誘導(dǎo)的脈動(dòng)壓力得到減緩。

2.4 脈動(dòng)壓力頻譜特性

功率譜密度表征脈動(dòng)能量隨頻率的分布特性。通過(guò)對(duì)火星進(jìn)入器脈動(dòng)壓力的頻譜特性分析，可以確定脈動(dòng)能量集中的頻率區(qū)間，進(jìn)而對(duì)進(jìn)入器進(jìn)行針對(duì)的結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)。針對(duì)進(jìn)入器脈動(dòng)壓力環(huán)境最惡劣的工況(來(lái)流馬赫數(shù)1.2，配平翼展開150°)，選取三個(gè)不同區(qū)域特征點(diǎn)進(jìn)行功率譜密度分析，其中測(cè)點(diǎn)11位于配平翼迎風(fēng)面分離區(qū)靠近翼根處，測(cè)點(diǎn)13位于配平翼再附點(diǎn)位置附近，測(cè)點(diǎn)25位于艙體段分離區(qū)。圖14為上述3個(gè)典型位置測(cè)點(diǎn)的功率譜密度頻譜變化曲線。從圖14可以看出，在測(cè)點(diǎn)11位置(見圖14(a))，該處位于艙翼連接段這個(gè)狹小的空間內(nèi)，脈動(dòng)頻率主要受分離區(qū)脈動(dòng)頻率影響，在200 Hz左右達(dá)到峰值，脈動(dòng)能量達(dá)10 Pa2·Hz-1。測(cè)點(diǎn)13與測(cè)點(diǎn)11類似，脈動(dòng)能量集中頻率受分離區(qū)脈動(dòng)頻率影響(見圖14(b))，但該位置處于再附點(diǎn)位置前后移動(dòng)范圍，能量幅值在200 Hz左右達(dá)100 Pa2·Hz-1，相比其他區(qū)域高出一個(gè)量級(jí)，在結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)中需要著重考慮。在測(cè)點(diǎn)25位置(見圖14(c))，艙體分離區(qū)內(nèi)脈動(dòng)壓力主要由艙體誘導(dǎo)的大分離渦流脈動(dòng)所致，能量主要集中在低頻區(qū)域(10 Hz左右)。

3 結(jié) 論

本文使用DES方法研究來(lái)流馬赫數(shù)、來(lái)流攻角及配平翼展開角等因素對(duì)火星進(jìn)入器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響規(guī)律，并得出以下結(jié)論：

1)采用DES方法對(duì)進(jìn)入器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境進(jìn)行預(yù)測(cè)，能夠較為準(zhǔn)確地獲得壁面脈動(dòng)壓力的均方根系數(shù)以及頻譜特性。

2)在跨超聲速來(lái)流條件下，隨著來(lái)流馬赫數(shù)增加，艙體背風(fēng)面分離區(qū)的可壓縮性逐漸增強(qiáng)，分離區(qū)逐漸減小，渦流脈動(dòng)空間不足，致使艙體背風(fēng)面的脈動(dòng)壓力環(huán)境逐漸減弱。因此，在跨聲速時(shí)火星進(jìn)入器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境最為惡劣。

3)配平翼迎風(fēng)面分離區(qū)受脫體激波的影響顯著：來(lái)流馬赫數(shù)較小時(shí)，脫體激波強(qiáng)度較小且不穩(wěn)定，對(duì)翼根分離區(qū)抑制作用較弱，分離區(qū)運(yùn)動(dòng)劇烈，將會(huì)誘導(dǎo)強(qiáng)烈的脈動(dòng)壓力環(huán)境；來(lái)流馬赫數(shù)較大時(shí)，脫體激波強(qiáng)度較大且穩(wěn)定，對(duì)翼根分離區(qū)抑制作用較強(qiáng)，分離區(qū)運(yùn)動(dòng)平緩，誘導(dǎo)的脈動(dòng)壓力環(huán)境較弱。

4)來(lái)流攻角改變使來(lái)流在配平翼迎風(fēng)面上分離區(qū)再附點(diǎn)的位置向翼根方向轉(zhuǎn)移，使得當(dāng)?shù)氐拿}動(dòng)壓力趨于惡劣。翼根區(qū)位于艙翼連接段，其結(jié)構(gòu)穩(wěn)定性在設(shè)計(jì)中需要著重注意。

5)配平翼展開150°時(shí)，配平翼迎風(fēng)面分離區(qū)再附點(diǎn)的位置極不穩(wěn)定、前后移動(dòng)劇烈，將在配平翼迎風(fēng)面誘導(dǎo)產(chǎn)生脈動(dòng)壓力峰值，脈動(dòng)能量主要集中在中頻區(qū)域；配平翼展開180°時(shí)，配平翼迎風(fēng)面分離區(qū)再附點(diǎn)的位置基本固定，在配平翼迎風(fēng)面上誘導(dǎo)的脈動(dòng)壓力環(huán)境得到減緩。

參 考 文 獻(xiàn)

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