高超聲速CO2稀薄氣體振動(dòng)激發(fā)與DSMC方法實(shí)現(xiàn)

謝 東,王學(xué)德

(南京理工大學(xué) 能源與動(dòng)力工程學(xué)院,江蘇 南京 210094)

作為地球軌道外的第一近鄰,火星的地質(zhì)條件等與地球較為接近[1],是人類(lèi)地外行星探測(cè)活動(dòng)中的重要對(duì)象。探測(cè)器進(jìn)入火星、減速過(guò)程穿越火星稀薄大氣的歷時(shí)很短,但由于探測(cè)器的速度極高,需要經(jīng)受?chē)?yán)酷的氣動(dòng)加熱過(guò)程,因此該過(guò)程是探測(cè)任務(wù)中最危險(xiǎn)也是最重要的環(huán)節(jié)[2]。

火星的大氣成分與地球顯著不同,主要由95.7%的CO2、2.7%的N2和其它稀有氣體組成[3],其地面平均大氣密度、大氣壓力約為地球的1%。美國(guó)早期的火星探測(cè)器飛行任務(wù)模擬主要采用以CO2大氣環(huán)境修正的地面實(shí)驗(yàn)方法,但是其費(fèi)用高昂、試驗(yàn)難度大。隨著CFD技術(shù)的快速發(fā)展,美國(guó)從探路者號(hào)探測(cè)器(MPF)之后開(kāi)展的氣動(dòng)評(píng)估,幾乎全部基于計(jì)算流體力學(xué)和數(shù)值模擬[4]。目前國(guó)內(nèi)主要采用求解連續(xù)Navier-Stokes方程和模擬稀薄氣體流動(dòng)的直接模擬蒙塔卡洛方法(DSMC)進(jìn)行火星大氣高溫真實(shí)氣體效應(yīng)的研究,其中化學(xué)反應(yīng)模型大多采用5組分17反應(yīng)[5]或者8組分54反應(yīng)[6]。

探測(cè)器進(jìn)入火星大氣層需要經(jīng)歷以CO2氣體為主導(dǎo)的高超聲速化學(xué)反應(yīng)流動(dòng)過(guò)程。由于CO2具有多個(gè)振動(dòng)模態(tài),熱力學(xué)模型比地球大氣更復(fù)雜,且CO2相較于其它雙原子分子更容易離解,并在高溫下發(fā)生置換、電離等復(fù)雜的化學(xué)反應(yīng),這使得火星大氣環(huán)境下的熱化學(xué)非平衡效應(yīng)比地球再入過(guò)程更為嚴(yán)重。

因此本文旨在探究CO2分子在高溫下的振動(dòng)激發(fā)模式、化學(xué)反應(yīng)模型以及在DSMC框架下的實(shí)現(xiàn)方式。構(gòu)建了針對(duì)CO2氣體環(huán)境下5組分17反應(yīng)的熱化學(xué)非平衡流動(dòng)模型,編制了計(jì)算程序,并進(jìn)行了驗(yàn)證,證明了該物理化學(xué)模型與計(jì)算方法的可行性。

1 CO2的振動(dòng)激發(fā)

1.1 CO2分子的振動(dòng)模型

CO2分子為直線型三原子分子,常溫下具有3個(gè)平動(dòng)自由度和2個(gè)轉(zhuǎn)動(dòng)自由度。CO2分子具有4種振動(dòng)模態(tài),其激發(fā)程度由溫度決定。如表1所示,其中第1、2模態(tài)為退化的彎曲模態(tài),特征溫度均為960 K;第3模態(tài)為對(duì)稱(chēng)拉伸模態(tài),特征溫度為1 920 K;第4模態(tài)為反對(duì)稱(chēng)拉伸模態(tài),特征溫度為3 380 K;CO2的離解特征溫度為66 000 K。低溫下CO2的大部分振動(dòng)能都儲(chǔ)存在彎曲模態(tài);在高溫下,振動(dòng)模式會(huì)被部分或完全激發(fā),所以CO2分子的實(shí)際振動(dòng)模式是這幾種模態(tài)的組合。

表1 CO2分子的振動(dòng)模態(tài)Table 1 Vibration modes of CO2molecules

1.2 CO2分子的振動(dòng)能級(jí)與振動(dòng)能

經(jīng)典模型下,BORGNAKE和LARSEN[7]提出的L-B方法可以通過(guò)給每個(gè)分子分配連續(xù)振動(dòng)能級(jí),進(jìn)而求得有效振動(dòng)溫度。然而此方法涉及基于碰撞總能的隱式溫度,需要迭代求解。為此在DSMC方法中一般根據(jù)L-B模型給振動(dòng)模態(tài)m分配離散的振動(dòng)能級(jí)im:

im=?-ln(fR)T/Θm」

(1)

式中:?」表示取整,fR為(0,1)的隨機(jī)數(shù),T為分子熱力學(xué)溫度,Θm為對(duì)應(yīng)振動(dòng)模態(tài)的振動(dòng)特征溫度,對(duì)應(yīng)的振動(dòng)能為

εm=imkΘm

(2)

式中:k為玻爾茲曼常數(shù)。

由于實(shí)際的熱化學(xué)反應(yīng)流場(chǎng)溫度可達(dá)到10 000 K,分子的振動(dòng)激發(fā)十分激烈,分子的原子間距增大,因此本文考慮了振動(dòng)能的非諧性效應(yīng),從MORSE勢(shì)推導(dǎo)得到非諧振子模型[8]下各振動(dòng)能級(jí)對(duì)應(yīng)的特征溫度:

(3)

式中:Θd為離解特征溫度,η為非諧性因子,取值范圍為[0,1]。當(dāng)η=0時(shí),上式對(duì)應(yīng)簡(jiǎn)單諧振子模型。本文取η=0.90,則各模態(tài)的最高振動(dòng)能級(jí)為

(4)

式中:Edis為離解能閾值。

圖1為當(dāng)η=0.90,離解溫度為Θd/4時(shí),CO2分子各模態(tài)的振動(dòng)能級(jí)與相應(yīng)能級(jí)的振動(dòng)特征溫度。由于CO2的光譜圖并未顯示出很高的振動(dòng)能級(jí),本文假設(shè)各振動(dòng)模態(tài)相互獨(dú)立,結(jié)合內(nèi)能按自由度均分原則[9],將各模態(tài)振動(dòng)能上限均設(shè)為Edis/4,也即各模態(tài)的離解特征溫度為Θd/4。這一方法既保證了振動(dòng)能級(jí)不會(huì)太高而超出實(shí)際,也考慮到了非諧性效應(yīng),各能級(jí)的能量間隔隨著特征溫度升高而變小。

圖1 振動(dòng)能級(jí)與對(duì)應(yīng)的振動(dòng)溫度Fig.1 Vibration energy level and corresponding vibration temperature

1.3 CO2分子的振動(dòng)弛豫

分子間的碰撞分為彈性碰撞和非彈性碰撞,非彈性碰撞會(huì)導(dǎo)致總能量在分子的平動(dòng)模態(tài)和內(nèi)部模態(tài)之間重新分配。在碰撞過(guò)程中一般會(huì)引入振動(dòng)松弛因子Zv和轉(zhuǎn)動(dòng)松弛因子ZR來(lái)調(diào)整彈性碰撞和非彈性碰撞的比例,實(shí)現(xiàn)控制內(nèi)能變化的速率,確保各參數(shù)不會(huì)失真的目的,各能量模式松弛概率滿(mǎn)足:

(5)

式中:v為碰撞頻率,τv為振動(dòng)松弛時(shí)間。

CO2分子的轉(zhuǎn)動(dòng)松弛因子可取常數(shù)ZR=6.5,其它雙原子分子為5[8]。而振動(dòng)松弛因子需要根據(jù)流場(chǎng)的局部環(huán)境參數(shù)決定。MILLKAN-WHITE[10]在高溫激波管內(nèi)通過(guò)干涉儀觀測(cè)了分子振動(dòng)松弛過(guò)程,擬合了在10 000 K溫度范圍內(nèi),振動(dòng)松弛時(shí)間τv與壓強(qiáng)p和溫度T的關(guān)系式:

(6)

式中:μr為分子碰撞對(duì)的折合質(zhì)量。

為保證上式在高溫下的松弛時(shí)間切合實(shí)際,PARK提出了高溫修正因子τs[11]。而在DSMC方法中,振動(dòng)松弛因子不允許小于轉(zhuǎn)動(dòng)松弛因子,因此本文設(shè)置了當(dāng)Zv

此外由于CO2分子具有多個(gè)振動(dòng)模態(tài),為了簡(jiǎn)化多振動(dòng)弛豫時(shí)間的處理,本文依據(jù)CAMAC[12]的實(shí)驗(yàn)結(jié)果,將CO2分子的4種振動(dòng)模態(tài)以相同的速率松弛:

(7)

圖2為CO2分子3種模態(tài)的弛豫時(shí)間和壓力的乘積與溫度的關(guān)系圖。由于彎曲模態(tài)的振動(dòng)溫度最低,因此低溫下大部分的振動(dòng)能量都以這種模態(tài)存在,這導(dǎo)致低溫下彎曲模態(tài)的弛豫速率和CAMAC的弛豫速率相差很小;而在高溫下,3種模態(tài)的弛豫時(shí)間將會(huì)趨于一致,它們與CAMAC的弛豫速率相差也不太大。

圖2 CO2各模態(tài)振動(dòng)弛豫時(shí)間Fig.2 Relaxation time of various modes of CO2 vibration

2 碰撞后內(nèi)能分配方法

本文根據(jù)L-B模型,將各內(nèi)能模式逐一與平動(dòng)能進(jìn)行重新分配,這一過(guò)程中通過(guò)調(diào)整彈性碰撞與非彈性碰撞的松弛因子,來(lái)控制弛豫過(guò)程使得結(jié)果與實(shí)驗(yàn)相符合。下面以?xún)蓚€(gè)CO2分子碰撞后內(nèi)能的分配為例,描述具體實(shí)現(xiàn)方法。

設(shè)ET為兩個(gè)分子的碰前相對(duì)平動(dòng)能;EVL和EVM分別是分子L和M的碰前總振動(dòng)能,EVLm和EVMm為振動(dòng)模態(tài)m(m=1,2,3,4)的振動(dòng)能;ERL和ERM為碰前轉(zhuǎn)動(dòng)能;Mm為1.2節(jié)中各模態(tài)的最大振動(dòng)能級(jí)。碰撞后依次考慮分子L和M的能量分配:

先考慮分子L(振動(dòng)模態(tài)m=1,2,3,4):

①首先判斷當(dāng)Zv>fR時(shí),才會(huì)發(fā)生能量分配,否則跳到步驟⑨;

②從m=1開(kāi)始,設(shè)定初始碰撞總能量為EC=ET+EVLm;

③按式(3)確定振動(dòng)能為EC時(shí)的振動(dòng)能級(jí),向下取整為imax;

④由im=fR(imax+0.999…),求得此振動(dòng)模態(tài)的新能級(jí)和振動(dòng)能E′>VLm;

⑤若im>Mm,返回步驟④;

⑥,根據(jù)分子對(duì)黏性-溫度指數(shù)ωLM,計(jì)算概率P=(1-E′>VLm/EC)(1.5-ωLM)若P

⑦將剩余平動(dòng)能ET返回第一步分配給其余模態(tài)的振動(dòng)能,ET=EC-E′>VLm;

⑧所有振動(dòng)模態(tài)能量分配結(jié)束,按照上述步驟邏輯進(jìn)行T-R能量分配;

3 化學(xué)反應(yīng)理論及實(shí)現(xiàn)

本文以純CO2氣體作為初始組分,高溫下,氣體分子將會(huì)發(fā)生離解反應(yīng)、置換反應(yīng)和復(fù)合反應(yīng)等,主要涉及了CO2、CO、O2、C、O五種組分,共計(jì)17種基元反應(yīng),化學(xué)反應(yīng)式如下,各反應(yīng)的反應(yīng)常數(shù)參見(jiàn)文獻(xiàn)[13]。

CO2+GCO+O+G
CO+GC+O+G
O2+GO+O+G
CO2+OO2+CO
CO+OO2+C

(8)

式中:G代表第三體分子或者催化粒子。

3.1 離解反應(yīng)

對(duì)于簡(jiǎn)單諧振子模型,一般認(rèn)為當(dāng)分子的碰后振動(dòng)能級(jí)大于離解能所對(duì)應(yīng)的振動(dòng)能級(jí)時(shí),離解發(fā)生,即:

imax>Θd/Θv

(9)

式中:imax是碰撞能EC(平動(dòng)能+振動(dòng)能)對(duì)應(yīng)的最高振動(dòng)能級(jí)。

由于本文采用的非諧振子模型,所以imax需要根據(jù)式(3)進(jìn)行截?cái)嗵幚?并且由于CO2分子有4種振動(dòng)模態(tài),需要按照第2節(jié)中的邏輯,當(dāng)總振動(dòng)能εv>kΘd時(shí),離解才發(fā)生。

3.2 復(fù)合反應(yīng)

復(fù)合反應(yīng)可以看作離解反應(yīng)的逆反應(yīng),反應(yīng)過(guò)程是一個(gè)三體碰撞過(guò)程。復(fù)合反應(yīng)發(fā)生的概率,依據(jù)平衡碰撞理論[14],可簡(jiǎn)化為

(10)

式中:σR為化學(xué)反應(yīng)截面,σT為碰撞截面,nM為第三體分子的數(shù)密度,?和γ為不同反應(yīng)的常數(shù)值[15]。利用網(wǎng)格累計(jì)概率法判斷,當(dāng)網(wǎng)格單元中的累加概率大于1時(shí)反應(yīng)發(fā)生。

3.3 置換反應(yīng)

置換反應(yīng)是典型的雙分子反應(yīng),其可根據(jù)反應(yīng)能量的變化方向,分為吸熱置換反應(yīng)和放熱置換反應(yīng)兩類(lèi)。本文對(duì)吸熱的置換反應(yīng)采用TCE模型[16],最終簡(jiǎn)化得到反應(yīng)發(fā)生的概率表達(dá)式為

(11)

式中:Ea為反應(yīng)的活化能,Pf為吸熱的置換反應(yīng)發(fā)生概率。

對(duì)于放熱的置換反應(yīng),由于其本身的活化能較低,反應(yīng)過(guò)程又向周?chē)l(fā)熱量,反應(yīng)發(fā)生的概率也相對(duì)較大。本文簡(jiǎn)化得到的化學(xué)反應(yīng)抽樣幾率公式[17]為

(12)

4 計(jì)算方法驗(yàn)證

4.1 計(jì)算條件

本文選取火星探路者號(hào)(MPF)為研究對(duì)象,其外形是一個(gè)頂角為140.38°的球形鈍頭大底,后接一個(gè)46.63°的錐形,探測(cè)器最大直徑為2.65 m。其參數(shù)和幾何外形如圖3所示。來(lái)流參數(shù)見(jiàn)表2,參考文獻(xiàn)[18],選取該探測(cè)器在65 km處來(lái)流為模擬狀態(tài)。

圖3 MPF探測(cè)器外形Fig.3 Shape of MPF detector

表2 來(lái)流參數(shù)Table 2 flow Parameters of incoming flow

來(lái)流氣體為純CO2氣體,壁面條件為完全漫反射,不考慮催化。計(jì)算網(wǎng)格采用具有更好的貼體性的非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格[19]。分子模型采用變徑硬球(Variable Hard Sphere,VHS)模型。 化學(xué)反應(yīng)模型采用TCE模型,轉(zhuǎn)動(dòng)松弛數(shù)設(shè)為5,振動(dòng)松弛數(shù)依據(jù)1.3小節(jié)設(shè)置。

4.2 結(jié)果分析

計(jì)算結(jié)果如圖4所示。圖4(a)、(b)為流場(chǎng)速度分布云圖和壓力云圖,MPF探測(cè)器迎風(fēng)面出現(xiàn)了一道強(qiáng)烈的弓形激波面,氣體的壓縮效應(yīng)明顯。圖4(c)～(f)分別為流場(chǎng)總溫、平動(dòng)溫度、轉(zhuǎn)動(dòng)溫度和振動(dòng)溫度的分布云圖。激波后,氣體被強(qiáng)烈壓縮,分子數(shù)密度增加導(dǎo)致分子間的碰撞頻率加快,激波附近出現(xiàn)局部高溫區(qū),且平動(dòng)、轉(zhuǎn)動(dòng)和振動(dòng)溫度差異很大,流場(chǎng)中出現(xiàn)了顯著的熱力學(xué)非平衡現(xiàn)象。

圖4 探測(cè)器流場(chǎng)分布云圖Fig.4 Cloud map of detector flow field distribution

圖5為沿駐點(diǎn)線附近的4種溫度分布圖?？梢钥闯?由于遠(yuǎn)端來(lái)流中分子密度低、溫度低,流場(chǎng)處于平衡態(tài);平動(dòng)溫度的峰值遠(yuǎn)高于轉(zhuǎn)動(dòng)、振動(dòng)溫度,轉(zhuǎn)動(dòng)溫度峰值高于振動(dòng)溫度,且各溫度的峰值逐步靠近壁面,這是由于平動(dòng)松弛速率高于內(nèi)能松弛速率,轉(zhuǎn)動(dòng)弛豫速率高于振動(dòng)弛豫速率導(dǎo)致的;隨著流場(chǎng)靠近壁面,分子密度變大,能量交換速率加快,3種能量模式的溫度逐步趨于一致。這4種溫度的變化趨勢(shì)及大小關(guān)系初步驗(yàn)證了本文將CO2離解能均分到4種振動(dòng)模態(tài),從而處理分子振動(dòng)激發(fā)、化學(xué)反應(yīng)及能量計(jì)算方法的正確性。

圖5 駐點(diǎn)線溫度Fig.5 Temperature of stagnation point line

圖6和圖7分別給出了MPF探測(cè)器物面壓力和迎風(fēng)面熱流密度沿探測(cè)器上半壁面(從前駐點(diǎn)沿上物面至后駐點(diǎn))的變化圖,橫坐標(biāo)S表示壁面沿前駐點(diǎn)的距離。由圖中可以看出,本文的計(jì)算結(jié)果與文獻(xiàn)[18]中給出的結(jié)果基本一致,在前駐點(diǎn)迎風(fēng)位置和探測(cè)器肩部拐角處的壓力、熱流密度與參考文獻(xiàn)幾乎一致,且在探測(cè)器尾部出現(xiàn)了0.1 Pa左右的近乎“真空”區(qū)域,符合實(shí)際情況。

圖6 物面壓力Fig.6 Surface pressure

圖7 迎風(fēng)面熱流密度Fig.7 Heat flux density on the windward side

圖8為沿駐點(diǎn)線上5種組分的摩爾分?jǐn)?shù)變化圖。CO2的摩爾分?jǐn)?shù)沿駐點(diǎn)線逐漸減小,物面駐點(diǎn)位置的含量?jī)H為0.1%,離解較為徹底。CO分子和O原子隨著CO2的離解,摩爾分?jǐn)?shù)隨之升高,趨勢(shì)較一致。但隨著分子來(lái)到激波高溫區(qū),CO發(fā)生離解,使得O原子摩爾分?jǐn)?shù)繼續(xù)升高,CO分子的摩爾分?jǐn)?shù)隨之降低,C原子得以產(chǎn)生。當(dāng)分子靠近壁面時(shí),由于冷壁效應(yīng)(壁面的溫度遠(yuǎn)低于流場(chǎng)溫度),CO分子的復(fù)合概率增加,C原子和O原子在壁面附近生成CO,致使CO的摩爾分?jǐn)?shù)重新回升,C原子和O原子的比例隨之下降。整個(gè)過(guò)程中,由于高溫,很難發(fā)生O2的復(fù)合反應(yīng),所以探測(cè)器前端O2含量幾乎為0。本文中各組分比例的變化規(guī)律與理論相符,且O原子的CO分子的最大摩爾比例分別為0.48和0.41,與文獻(xiàn)[18]給出的結(jié)果相近,驗(yàn)證了本文計(jì)算方法的正確性。

圖8 駐點(diǎn)線各組分摩爾百分?jǐn)?shù)Fig.8 Molar percentage of each component on the stationary point line

5 不同參數(shù)對(duì)化學(xué)反應(yīng)的影響

5.1 密度影響

為了進(jìn)一步模擬火星探測(cè)器進(jìn)入過(guò)程中面臨的真實(shí)氣動(dòng)環(huán)境的影響,選取文獻(xiàn)[18]中85～55 km海拔高度下的來(lái)流計(jì)算條件,探究密度變化對(duì)流場(chǎng)特性的影響,來(lái)流參數(shù)見(jiàn)表3。

表3 不同高度計(jì)算條件Table 3 Calculation conditions for different heights

圖9為進(jìn)入火星大氣過(guò)程中,不同海拔高度下沿探測(cè)器前駐點(diǎn)線的流場(chǎng)總溫變化趨勢(shì)圖。各個(gè)高度下的總溫變化趨勢(shì)一致,高溫區(qū)域都集中在激波與物面之間的過(guò)渡區(qū)域。隨著海拔下降,從75～55 km高度處,總溫峰值溫度逐漸下降,而85 km處總溫分布卻高于75 km處,這是因?yàn)榭倻厥瞧絼?dòng)溫度、轉(zhuǎn)動(dòng)溫度和振動(dòng)溫度與各溫度自由度乘積之和的平均值。

圖9 不同高度下流場(chǎng)沿駐點(diǎn)線總溫分布Fig.9 The total temperature distribution of the flow field along the stationary line at different heights

圖10為不同高度駐點(diǎn)線上CO2分子的摩爾分?jǐn)?shù),其中55 km與65 km海拔下,CO2分子在激波內(nèi)部幾乎離解完全,在到達(dá)駐點(diǎn)位置時(shí),含量在1%以下,并且由于55 km海拔處的分子壓縮效應(yīng)更強(qiáng),所以該駐點(diǎn)線上CO2分子開(kāi)始離解的位置比65 km海拔處更靠近物面。海拔75 km和85 km處激波后方的CO2分子已經(jīng)無(wú)法完全離解,75 km海拔駐點(diǎn)處CO2分子的摩爾分?jǐn)?shù)為15%左右,這些未離解的處于高振動(dòng)激發(fā)態(tài)的CO2分子隨流場(chǎng)運(yùn)動(dòng)到探測(cè)器肩部以后,將導(dǎo)致探測(cè)器尾部的流場(chǎng)總溫升高。

圖10 不同高度下駐點(diǎn)線CO2摩爾分?jǐn)?shù)Fig.10 CO2 molar fraction at different altitudes of the stationary line

圖11 不同高度下物面特性參數(shù)Fig.11 Surface characteristics parameters at different heights

5.2 速度影響

火星大氣中的音速僅為240 m/s,選取65 km海拔處的火星大氣條件,來(lái)流馬赫數(shù)取25、27、29、31,計(jì)算模型仍為MPF探測(cè)器,其余參數(shù)見(jiàn)表3。

圖12為不同馬赫數(shù)下駐點(diǎn)線上CO2分子的摩爾比例。隨著馬赫數(shù)的增大,流場(chǎng)中的能量增加,提供了更多的能量供CO2分子發(fā)生離解,所以當(dāng)來(lái)流數(shù)密度相同時(shí),馬赫數(shù)越大,流場(chǎng)中發(fā)生的化學(xué)反應(yīng)越激烈,CO2分子的離解率越高。所以在激波區(qū)域相同的橫坐標(biāo)位置,馬赫數(shù)越高的流場(chǎng),CO2分子的摩爾比例越低。圖13為不同馬赫數(shù)下物面壓力與迎風(fēng)面熱流密度變化曲線圖。

圖12 不同馬赫數(shù)下駐點(diǎn)線上CO2的摩爾比例Fig.12 Molar ratio of CO2 molecules on the stationary line at different Mach numbers

圖13 不同馬赫數(shù)下物面特性參數(shù)Fig.13 Different Mach number object surface characteristics parameters

隨著馬赫數(shù)增加,物面壓力和熱流密度均增大,這與流場(chǎng)總溫的變化趨勢(shì)一致。但是在肩部往后的背風(fēng)區(qū)域,4種流場(chǎng)中的物面壓力及熱流密度迅速減小且趨于一致。從駐點(diǎn)處的熱流峰值來(lái)看,隨著馬赫數(shù)的增加,物面熱流密度的增幅幾乎保持一致。圖13(a)中,4種流場(chǎng)的物面壓力系數(shù)幾乎沒(méi)有差別,這符合牛頓流體在超音速下的流動(dòng)特性;從圖13(d)物面熱流密度系數(shù)變化圖來(lái)看,除了頭部駐點(diǎn)附近的熱流密度系數(shù)有些許偏差外,4種馬赫數(shù)流場(chǎng)的迎風(fēng)面熱流密度系數(shù)的變化趨勢(shì)以及數(shù)值大小均保持一致,這說(shuō)明馬赫數(shù)對(duì)物面的熱流密度分布情況以及分子與物面的傳能效率影響較小,僅僅對(duì)物面熱流密度影響較大。

6 結(jié)束語(yǔ)

本文基于非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格技術(shù),利用DSMC方法,研究了CO2分子各振動(dòng)模態(tài)的振動(dòng)能級(jí)分配及振動(dòng)能計(jì)算方法,對(duì)MPF火星探測(cè)器超高聲速進(jìn)入CO2稀薄氣體環(huán)境的高溫真實(shí)氣體效應(yīng)開(kāi)展數(shù)值模擬。

①該方法可以有效模擬高超聲速條件下的CO2真實(shí)氣體效應(yīng)。

②隨著探測(cè)器進(jìn)入過(guò)程中海拔高度的下降,化學(xué)反應(yīng)對(duì)流場(chǎng)的影響程度逐漸增強(qiáng),流場(chǎng)中的壓力和物面熱流密度都有所升高,流場(chǎng)總溫隨著海拔高度的降低,呈現(xiàn)出了先增加后減小的變化趨勢(shì)。

③隨著來(lái)流馬赫數(shù)的增大,化學(xué)反應(yīng)的發(fā)生越來(lái)越劇烈,化學(xué)反應(yīng)加快了能量模式間的能量傳遞。探測(cè)器表面的壓力及熱流密度隨來(lái)流速度的增大而增大,來(lái)流速度并不會(huì)影響物面熱流密度的分布及分子與壁面的傳能效率,僅僅影響熱流密度的數(shù)值大小。