梁 杰, 李志輝, 李 齊, 杜波強(qiáng)

(1. 中國空氣動(dòng)力研究與發(fā)展中心 超高速空氣動(dòng)力研究所, 四川 綿陽 621000; 2. 北京空間飛行器總體設(shè)計(jì)部, 北京 100094)

0 引 言

飛船返回艙再入到130 km 左右進(jìn)行推返分離，需要在飛行高度約125 km 到105 km 期間根據(jù)預(yù)裝的配平迎角進(jìn)行調(diào)姿配平；當(dāng)飛船返回艙跨流區(qū)飛行到中間大氣層區(qū)域 85～60 km 附近，為了控制著陸地面落點(diǎn)精度，將根據(jù)預(yù)裝的升阻比等參數(shù)實(shí)施升力控制。如果地面預(yù)測(cè)的高超聲速再入段的配平迎角不準(zhǔn)確，將會(huì)引起反作用控制系統(tǒng)(Reaction Control System，RCS)脈沖發(fā)動(dòng)機(jī)的多次點(diǎn)火。這將會(huì)浪費(fèi)過多的燃料，從而影響RCS發(fā)動(dòng)機(jī)在跨聲速流域的穩(wěn)定控制[1]。因此準(zhǔn)確預(yù)測(cè)配平迎角隨再入高度的變化對(duì)控制系統(tǒng)以及返回艙落點(diǎn)精度都是非常重要的。其它深空探測(cè)返回器與飛船返回艙有相似的鈍體外形，以近第二宇宙速度、半彈道跳躍式再入大氣層[2-3]，由于是兩次再入，高空稀薄段飛行時(shí)間顯著增加，對(duì)返回器在稀薄流區(qū)域配平特性的準(zhǔn)確預(yù)測(cè)對(duì)于落點(diǎn)控制至關(guān)重要。另外這類飛行器的再入速度超過7.5 km/s，再入飛行具有極高馬赫數(shù)、低雷諾數(shù)特征，表面摩阻系數(shù)大幅度升高引發(fā)強(qiáng)黏性效應(yīng)，而高超聲速飛行繞流產(chǎn)生強(qiáng)烈的脫體激波，激波后的溫度可達(dá)上萬度，高溫環(huán)境將導(dǎo)致氣體分子發(fā)生結(jié)構(gòu)上的變化，并會(huì)發(fā)生劇烈的化學(xué)反應(yīng)。再入飛行器周圍流場(chǎng)出現(xiàn)強(qiáng)烈的熱、化學(xué)非平衡流動(dòng)，又會(huì)對(duì)飛行器的力、熱及配平特性產(chǎn)生影響[4]。傳統(tǒng)空氣動(dòng)力學(xué)研究手段預(yù)測(cè)得到的飛船再入配平迎角與實(shí)際飛行遙測(cè)結(jié)果偏差較大，如何建立可靠的模擬手段并正確分析評(píng)估返回艙從外層空間再入飛行過程特別是高空稀薄氣體流域的配平特性是本文研究重點(diǎn)。

文獻(xiàn)[5]從質(zhì)心位置、壁面反射模型、馬赫數(shù)和高溫真實(shí)氣體效應(yīng)等多個(gè)方面對(duì)返回艙在稀薄流域的配平特性就行了初步研究，文獻(xiàn)[6]則考察了燒蝕外形的變化對(duì)配平特性的影響。文獻(xiàn)[7-10]分別對(duì)連續(xù)流域和稀薄流域高溫真實(shí)氣體效應(yīng)對(duì)流場(chǎng)和氣動(dòng)特性的影響進(jìn)行了數(shù)值模擬，缺乏高溫和稀薄氣體耦合效應(yīng)下的跨流域流動(dòng)機(jī)理分析。本文基于直接模擬蒙特卡羅(DSMC)方法，通過發(fā)展流場(chǎng)直角與表面三角形非結(jié)構(gòu)混合網(wǎng)格及網(wǎng)格自適應(yīng)技術(shù)，構(gòu)造適于高稀薄流到近連續(xù)滑移流多流區(qū)共存的變時(shí)間步長模擬策略及DSMC區(qū)域分解并行算法，計(jì)算分析了返回艙再入跨流域(稀薄過渡流、近連續(xù)滑移流)激波與邊界層的演變機(jī)理以及氣動(dòng)力系數(shù)變化規(guī)律，重點(diǎn)研究了高溫真實(shí)氣體效應(yīng)對(duì)滑移流和稀薄過渡流區(qū)域氣動(dòng)力特性以及配平特性的影響，考察了壁面反射模型、質(zhì)心縱橫向位置變化對(duì)配平特性的影響規(guī)律。

1 數(shù)值模擬方法

1.1 計(jì)算網(wǎng)格及網(wǎng)格自適應(yīng)

在DSMC方法中，流場(chǎng)中的網(wǎng)格是用來選取可能的碰撞分子對(duì)以及對(duì)宏觀流動(dòng)參數(shù)取樣。流場(chǎng)采用均勻的直角坐標(biāo)網(wǎng)格，追蹤分子的效率非常高，計(jì)算區(qū)域內(nèi)的模擬分子可以直接根據(jù)分子的位置坐標(biāo)來確定分子所屬的網(wǎng)格，而不必跟蹤分子從一個(gè)網(wǎng)格運(yùn)動(dòng)到另一個(gè)網(wǎng)格。其缺點(diǎn)是無法精確地描述物面邊界。本文采用直角與表面非結(jié)構(gòu)混合網(wǎng)格的DSMC數(shù)值方法，在描述物面幾何形狀的非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格建立以后，直接將其嵌入到直角網(wǎng)格的流場(chǎng)中，使DSMC計(jì)算對(duì)流場(chǎng)網(wǎng)格的依賴程度大大降低。同時(shí)通過判斷分子運(yùn)動(dòng)軌跡方程和物面三角形面元上任一點(diǎn)的位置方程，唯一確定出分子與物面的碰撞點(diǎn)坐標(biāo)[11]，解決了這種混合網(wǎng)格流場(chǎng)分子運(yùn)動(dòng)與物面碰撞的難題。對(duì)分子在物體三角形面元上碰撞、反射前后的流場(chǎng)參數(shù)進(jìn)行統(tǒng)計(jì)取樣就可以獲得飛行器的整體氣動(dòng)力特性以及表面力、熱載荷分布。

在流動(dòng)梯度變化較大的區(qū)域，碰撞對(duì)應(yīng)該通過有效的最相鄰搜索方法選取。本文在高度非平衡區(qū)域采用基于密度梯度的動(dòng)態(tài)自適應(yīng)網(wǎng)格，避免在網(wǎng)格內(nèi)隨機(jī)選取的碰撞分子之間的距離遠(yuǎn)大于當(dāng)?shù)氐姆肿悠骄杂沙?。即在背景網(wǎng)格的基礎(chǔ)上，根據(jù)流場(chǎng)中密度梯度的變化分別對(duì)碰撞網(wǎng)格和取樣網(wǎng)格進(jìn)行細(xì)化，碰撞分子則是在自適應(yīng)后最小的亞網(wǎng)格內(nèi)選取，保證了計(jì)算的空間精度。

1.2 變時(shí)間步長格式

當(dāng)計(jì)算區(qū)域中流場(chǎng)密度有較大的變化時(shí)(如強(qiáng)烈的激波壓縮流動(dòng)或激波干擾流動(dòng))，按照DSMC方法的模擬要求，時(shí)間步長要小于當(dāng)?shù)氐姆肿悠骄鲎矔r(shí)間，如果整個(gè)計(jì)算區(qū)域統(tǒng)一采用較小的時(shí)間步長，那么整個(gè)流場(chǎng)要達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)需要花費(fèi)非常多的計(jì)算時(shí)間，計(jì)算效率很低。如果流場(chǎng)中每個(gè)模擬粒子的權(quán)重相同，則在高密度區(qū)域模擬的粒子數(shù)非常少，而在低密度區(qū)域粒子數(shù)又大大超過求解的需要[12]。過多的時(shí)間浪費(fèi)在低密度區(qū)域的計(jì)算上，而在高密度區(qū)域取樣嚴(yán)重不足。由于每個(gè)網(wǎng)格內(nèi)的粒子數(shù)與氣體密度的平方呈反比，為了使計(jì)算區(qū)域每個(gè)網(wǎng)格的模擬分子數(shù)分布更加均勻，并且不會(huì)被分子“復(fù)制”產(chǎn)生有害的影響，必須將當(dāng)?shù)氐臅r(shí)間步長和分子的權(quán)重相匹配。為了保證模擬粒子穿越網(wǎng)格交界面時(shí)通量守恒(包括質(zhì)量、動(dòng)量和動(dòng)力學(xué)能量守恒)，Wi/Δti在整個(gè)計(jì)算區(qū)域都保持相同。模擬分子穿過網(wǎng)格交界面時(shí)的剩余時(shí)間，需要按照分子運(yùn)動(dòng)的初始網(wǎng)格和目的網(wǎng)格的時(shí)間步長的比值重新調(diào)整。經(jīng)過時(shí)間步長的自適應(yīng)過程后，網(wǎng)格i的時(shí)間步長可用下式計(jì)算：

式中,Δt∞和n∞是時(shí)間步長和數(shù)密度的參考值，·表示截?cái)唷Ｈ绻硞€(gè)網(wǎng)格內(nèi)的數(shù)密度大于參考數(shù)密度值，則其時(shí)間步長就等于參考時(shí)間步長。網(wǎng)格內(nèi)的模擬粒子數(shù)僅根據(jù)其自身的權(quán)重自適應(yīng)，而粒子權(quán)重又與時(shí)間步長成正比，因此在高密度區(qū)域粒子數(shù)會(huì)增加，密度低的區(qū)域粒子數(shù)則減少。這就有可能使自適應(yīng)后的碰撞網(wǎng)格尺度接近當(dāng)?shù)氐姆肿悠骄杂沙?。同時(shí)由于流場(chǎng)中總的模擬粒子數(shù)減少，也會(huì)大幅提高計(jì)算效率。

作者在文獻(xiàn)[13]中針對(duì)返回艙外形對(duì)比分析了網(wǎng)格尺度、網(wǎng)格自適應(yīng)和采用變時(shí)間步長對(duì)計(jì)算精度和計(jì)算效率的影響，其中的算例3結(jié)果表明采用本文給出的變時(shí)間步長技術(shù)可使流場(chǎng)中總的模擬粒子數(shù)減少至基準(zhǔn)算例的1/4左右，計(jì)算所花時(shí)間也僅為基準(zhǔn)算例的1/4，計(jì)算效率提高明顯。

1.3 DSMC并行算法

DSMC并行算法采用區(qū)域分解的策略，根據(jù)計(jì)算的處理器數(shù)(或CPU核心數(shù))的多少將計(jì)算區(qū)域劃分為等量的子區(qū)域，每個(gè)處理器在其分配的子區(qū)域內(nèi)部獨(dú)立地計(jì)算模擬分子的碰撞和遷移，離開子區(qū)域的模擬分子把攜帶的信息傳遞給對(duì)應(yīng)子區(qū)域的處理器。并行計(jì)算總的時(shí)間包括每個(gè)處理器計(jì)算碰撞、遷移的時(shí)間、處理器之間的通訊時(shí)間以及各處理器之間為同步而等待的時(shí)間。提高并行計(jì)算的效率主要是通過減少通訊和同步等待的時(shí)間來實(shí)現(xiàn)。

為了減少不同處理器計(jì)算時(shí)間的差別，通常采用負(fù)載平衡技術(shù)[14-16]，本文采用靜態(tài)隨機(jī)負(fù)載平衡方法用于解決不同處理器之間的計(jì)算時(shí)間同步問題[17]，該方法基于概率近似原理，將計(jì)算區(qū)域的全部網(wǎng)格平均分配給指定的所有處理器。由于采用相同的概率隨機(jī)選取流場(chǎng)網(wǎng)格，按照均分后的數(shù)量分配給每個(gè)處理器，因此當(dāng)計(jì)算區(qū)域的網(wǎng)格數(shù)量較多時(shí)，每個(gè)處理器包含近似相等的物體邊界、高密度流動(dòng)區(qū)域和稀薄氣體區(qū)域的網(wǎng)格數(shù)，這樣每個(gè)處理器的計(jì)算負(fù)載也非常接近。

2 計(jì)算結(jié)果分析

2.1 再入過程的跨流域流動(dòng)機(jī)理分析

飛船返回艙再入過程跨越了自由分子流、稀薄過渡流、滑移流和連續(xù)流等多個(gè)流動(dòng)區(qū)域，在稀薄過渡流和滑移流區(qū)域覆蓋的飛行高度范圍內(nèi)，高超聲速再入飛行環(huán)境下的黏性干擾、稀薄氣體效應(yīng)、高溫真實(shí)氣體效應(yīng)相互耦合相互影響，采用DSMC數(shù)值方法研究了熱化學(xué)非平衡流場(chǎng)結(jié)構(gòu)和氣動(dòng)力系數(shù)隨高度的演變規(guī)律。為了分析方便，本文計(jì)算中全部采用正迎角，這時(shí)的軸向力和法向力系數(shù)為正，抬頭的俯仰力矩系數(shù)為正，升阻比為負(fù)。圖1是迎角20°、再入速度7.5 km/s條件下，將高度70～100 km的流場(chǎng)馬赫數(shù)等值線分布畫在一起，可以非常直觀地看到隨著高度的增加，激波層的厚度從高度70 km接近間斷到高度100 km，激波演變成一個(gè)漸進(jìn)的壓縮過程。

圖1 不同高度流場(chǎng)馬赫數(shù)分布Fig.1 Mach number distributions in different altitude

從圖2、圖3不同高度的壓力和密度沿流場(chǎng)中心軸線的變化可以看出，從激波開始?jí)嚎s到激波壓縮結(jié)束的兩個(gè)平臺(tái)之間，激波層由薄到厚的演變過程。圖3的密度變化同時(shí)反映出隨著高度的增加，激波層和邊界層都在不斷增大，到100 km以上高空，激波層已經(jīng)與邊界層融合在一起，流動(dòng)演變?yōu)闈u進(jìn)的壓縮過程。

圖2 流場(chǎng)壓力沿中心軸線分布Fig.2 Flowfield pressure distribution along central axial line

從激波層和邊界層隨高度(或稀薄度)的演變規(guī)律可以知道，隨著高度增加，邊界層增厚，黏性的影響逐漸加大，稀薄氣體效應(yīng)的影響逐漸明顯。對(duì)于飛船返回艙這類大鈍體飛行器，稀薄氣體效應(yīng)對(duì)法向力系數(shù)、俯仰力矩系數(shù)影響顯著。圖4展示了迎角20°時(shí)返回艙軸向力、法向力和對(duì)質(zhì)心俯仰力矩系數(shù)隨高度的變化曲線。圖中分別給出了壓力和摩擦力的貢獻(xiàn)，對(duì)于70～80 km高度而言，流動(dòng)處于滑移流區(qū)域，稀薄氣體效應(yīng)影響微弱，以黏性干擾為主，90～130 km流動(dòng)處于稀薄過渡流區(qū)，稀薄氣體效應(yīng)影響顯著。而130 km以上高度則是自由分子流，氣動(dòng)力系數(shù)基本不再變化。對(duì)于軸向力系數(shù)來說，壓力的貢獻(xiàn)占主要部分，摩擦力的貢獻(xiàn)非常微弱。而壓力對(duì)法向力系數(shù)和俯仰力矩系數(shù)的貢獻(xiàn)隨高度幾乎不變，摩擦力的貢獻(xiàn)在90 km高度以上近似呈線性增長，這也是在過渡流區(qū)稀薄氣體效應(yīng)對(duì)返回器法向力系數(shù)、俯仰力矩系數(shù)影響顯著的主要原因。

圖3 流場(chǎng)密度沿中心軸線分布Fig.3 Flowfield density distribution along central axial line

(a) 軸向力系數(shù)

(b) 法向力系數(shù)

(c) 俯仰力矩系數(shù)

2.2 高溫真實(shí)氣體效應(yīng)對(duì)氣動(dòng)特性影響分析

飛船返回艙或探月返回器都以極高的速度再入，飛行器周圍的超高速氣流通過激波的壓縮和加熱，會(huì)發(fā)生劇烈的化學(xué)反應(yīng)。反應(yīng)后的氣體分子通過能量的再分配以及產(chǎn)生新的化學(xué)組元等改變了當(dāng)?shù)氐牧鲌?chǎng)結(jié)構(gòu)，進(jìn)而影響氣動(dòng)力系數(shù)以及配平特性。以返回艙為例，分別選取80 km和90 km兩個(gè)高度來考察高溫氣體效應(yīng)對(duì)流場(chǎng)和氣動(dòng)特性的影響。考慮到7.5 km/s的再入速度下80 km以上高度的氣體密度相對(duì)稀薄，氣體的電離較弱，因此化學(xué)反應(yīng)僅考慮了五組元空氣的離解和置換反應(yīng)。在DSMC模擬中，TCE化學(xué)反應(yīng)模型[18]獲得了最廣泛的應(yīng)用，非?？煽?，本文亦在計(jì)算中采用該模型。作為對(duì)比，分別計(jì)算了考慮分子轉(zhuǎn)動(dòng)、振動(dòng)激發(fā)和五組元空氣化學(xué)反應(yīng)(真實(shí)氣體模型)[9]以及將振動(dòng)激發(fā)和化學(xué)反應(yīng)凍結(jié)(完全氣體模型)的返回艙流場(chǎng)及氣動(dòng)力系數(shù)隨迎角的變化。圖5給出了迎角20°下80 km和90 km高度的流場(chǎng)壓力等值線分布云圖，可以看出在80 km高度頭部激波的壓縮非常強(qiáng)烈，激波層很薄。隨著高度增加，激波壓縮逐漸減弱，激波厚度也逐漸增加。圖6則是兩個(gè)高度下的化學(xué)組元摩爾分?jǐn)?shù)沿中心軸線的分布，圖中顯示出較強(qiáng)的化學(xué)非平衡流動(dòng)特征。在激波層區(qū)域，分子的高密度產(chǎn)生高碰撞率，使離解活化能較低的O2分子離解速率遠(yuǎn)大于N2的離解速率，在到達(dá)物面前，O2全部離解完畢。在五個(gè)化學(xué)組元中NO的含量是最低的，并且是先上升再下降接近于零，說明發(fā)生交換反應(yīng)生成NO的幾率并不高，同時(shí)也表明生成的NO在靠近物面前也基本離解完畢。隨著高度的增加，化學(xué)反應(yīng)的強(qiáng)度不斷減弱，來流速度7.5 km/s時(shí)，在100 km以上幾乎不再有化學(xué)反應(yīng)的發(fā)生。

圖7分別給出了兩個(gè)高度下兩種氣體模型計(jì)算的氣動(dòng)力系數(shù)隨迎角的變化。對(duì)于90 km高度，高溫真實(shí)氣體效應(yīng)對(duì)軸向力系數(shù)、法向力系數(shù)、俯仰力矩系數(shù)的影響相對(duì)較小，僅使配平迎角減小1.6°。而80 km高度處于滑移流，激波后高溫氣體的化學(xué)反應(yīng)更加劇烈，兩種氣體模型的軸向力系數(shù)有明顯差別，在0°迎角時(shí)的相對(duì)偏差最大達(dá)到5.2%，并且隨著迎角的增大兩者的偏差逐漸減小，但法向力系數(shù)兩者相差較小，對(duì)配平迎角的影響較大，使配平迎角減小2.6°。同樣高溫真實(shí)氣體效應(yīng)使壓心位置后移并隨著高度增加影響減弱。

(a) 80 km (b) 90 km

(a) 80 km

(b) 90 km

(a) 軸向力系數(shù)

(b) 法向力系數(shù)

(c) 俯仰力矩系數(shù)

(d) 壓心系數(shù)

計(jì)算中還發(fā)現(xiàn)對(duì)于90 km以下高度在小迎角范圍(≤15°)高溫真實(shí)氣體影響對(duì)軸向力系數(shù)的影響起主導(dǎo)作用，70～90 km高度小迎角范圍的軸向力系數(shù)隨高度的變化趨勢(shì)與90 km以上高空稀薄氣體效應(yīng)占主導(dǎo)的軸向力系數(shù)變化規(guī)律正好相反，但在20°迎角下70～90 km的軸向力系數(shù)已非常接近。

2.3 壁面反射模型對(duì)配平特性影響分析

由于飛船返回艙在再入的稀薄氣體流域，早期的地面試驗(yàn)和數(shù)值計(jì)算預(yù)測(cè)的配平迎角與實(shí)際飛行遙測(cè)結(jié)果有較大的差異，因此本文開展了不同壁面反射模型對(duì)120～90 km高度配平迎角和配平升阻比的影響規(guī)律研究。最經(jīng)典的壁面反射模型是鏡面反射和完全漫反射，這是兩個(gè)極限狀態(tài)。鏡面反射時(shí)，氣體分子碰到壁面后，只有法向速度改變方向，切向速度不變，因此在壁面沒有黏性，計(jì)算的配平迎角最小。完全漫反射則是在壁面達(dá)到壁面溫度下的Maxwell平衡分布，是壁面黏性影響最大的一種情況，而黏性增加會(huì)使返回艙的低頭力矩增大，而要達(dá)到姿態(tài)配平則需要增大迎角以增加相應(yīng)的抬頭力矩，這樣計(jì)算的配平迎角最大。在這兩種壁面反射模型的基礎(chǔ)上，又選取了Maxwell反射模型(鏡面反射和漫反射的混合)以及CLL(Cercignani-Lampis-Lord)反射模型，通過改變調(diào)節(jié)系數(shù)，考察不同調(diào)節(jié)系數(shù)下的這兩種壁面反射模型對(duì)返回艙配平特性的影響。對(duì)于Maxwell反射模型，調(diào)節(jié)系數(shù)分別取0.2和0.5，即20%的漫反射和80%的鏡面反射以及漫反射和鏡面反射各占50%兩種情況，為了和Maxwell模型對(duì)應(yīng)，CLL模型的法向動(dòng)量調(diào)節(jié)系數(shù)和切向動(dòng)量調(diào)節(jié)系數(shù)也都同時(shí)分別取0.2和0.5。為了避免過多的因素交叉影響，所有的反射模型計(jì)算中都不考慮氣體分子的能量調(diào)節(jié)。

圖8給出了不同的壁面反射模型下計(jì)算的返回艙配平迎角隨高度的變化。在鏡面反射模型下，壁面沒有黏性，返回艙配平迎角隨高度變化不大，配平迎角從90 km和100 km高度的不到20°，在110 km和120 km配平迎角上升至接近22°和23°。完全漫反射模型下的配平迎角從25°不斷上升至44°多，反映出漫反射模型的黏性影響使配平迎角增大較快。Maxwell反射模型和CLL反射模型在所取的調(diào)節(jié)系數(shù)下對(duì)90 km配平迎角的影響不到1°，在0.2的調(diào)節(jié)系數(shù)下，隨高度增加，配平迎角增加的比較緩慢，從90 km到120 km僅增加了3°，與鏡面反射時(shí)的增量近似。0.5的調(diào)節(jié)系數(shù)對(duì)90 km和100 km高度配平迎角的影響都比較小，與完全漫反射模型下的配平迎角非常接近，而在110 km和120 km配平迎角相比完全漫反射增加的相對(duì)較緩一些。因此90 km以下高空，壁面反射模型對(duì)返回艙配平迎角的影響非常微弱，到100 km及以上高空，調(diào)節(jié)系數(shù)的變化對(duì)配平迎角的影響明顯加大。

圖8 返回艙配平迎角隨高度變化Fig.8 Trim angle varied withaltitude for reentry capsule

圖9是不同壁面反射模型對(duì)應(yīng)配平迎角下的配平升阻比隨高度的變化曲線，盡管鏡面反射模型、0.2調(diào)節(jié)系數(shù)下的Maxwell模型和CLL的配平迎角相差近5°，但三者的配平升阻比卻比較接近，在100 km以上高度配平升阻比還有所增加。完全漫反射模型的配平升阻比隨高度增大一直是下降的，0.5調(diào)節(jié)系數(shù)下的Maxwell模型和CLL模型在100 km以上高度變化比較小。

圖9 返回艙配平升阻比隨高度變化Fig.9 Trim ratio of lift to drag varied with altitude for reentry capsule

圖10 探月試驗(yàn)返回器配平迎角計(jì)算與飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)對(duì)比Fig.10 Comparison of calculated trim angle of attack and flight data for lunar exploration test reentry capsule

上述計(jì)算結(jié)果表明壁面反射模型對(duì)返回艙這類鈍體外形90 km高度以上的配平迎角和配平升阻比影響較大，對(duì)于90 km以下高度影響迅速減弱。作為驗(yàn)證，本文選取了探月試驗(yàn)返回器第二次再入時(shí)100～80 km范圍內(nèi)的配平迎角進(jìn)行計(jì)算并與飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)對(duì)比。圖10是計(jì)算和飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)的對(duì)比情況。計(jì)算中采用的壁面反射模型是Maxwell反射模型，首先將所有壁面全部采用0.8的調(diào)節(jié)系數(shù)(圖中三角符號(hào))，壁面溫度為1500K等溫壁。除了100 km高度由于飛行試驗(yàn)對(duì)配平迎角進(jìn)行控制偏差較大外，只有95 km高度計(jì)算和飛行數(shù)據(jù)的偏差超過1°,其它高度兩者的偏差都在1°以內(nèi)。通過分析不同部位的氣動(dòng)力對(duì)配平迎角的貢獻(xiàn)發(fā)現(xiàn)，頭部迎風(fēng)錐面對(duì)配平迎角的影響較大，因此又計(jì)算了只是頭部迎風(fēng)錐面采用0.8的調(diào)節(jié)系數(shù)，其它部位全部采用完全漫反射(圖中的菱形符號(hào))，壁面反射模型的改變對(duì)90 km及以下高度配平迎角的影響微弱，與95 km高度飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)的偏差不到1°，并且使100 km高度的配平迎角也大幅降度。因此對(duì)于返回艙類鈍體外形在90 km以上高空不宜采用完全漫反射模型計(jì)算氣動(dòng)力特性。

2.4 質(zhì)心位置變化對(duì)配平迎角的影響分析

在返回艙的設(shè)計(jì)中，一般采用橫偏質(zhì)心位置的方法，來提供返回艙的再入配平迎角和實(shí)現(xiàn)飛行軌跡機(jī)動(dòng)控制所需的配平升阻比。所謂飛行器的氣動(dòng)配平狀態(tài)，就是指繞飛行器質(zhì)心的俯仰力矩等于零。由于俯仰力矩系數(shù)本身是一個(gè)小量，又受外界因素的影響較大，對(duì)準(zhǔn)確預(yù)測(cè)配平迎角造成一定的困難。飛船返回艙尤其是深空探測(cè)返回器由于調(diào)姿、控制中的燃料消耗以及再入過程中的燒蝕，總會(huì)引起質(zhì)心位置的持續(xù)變化，因此需要關(guān)注質(zhì)心位置變化對(duì)配平特性的影響。在“阿波羅”飛船研制過程中，美國開展了大量的地面試驗(yàn)和飛行試驗(yàn)來研究飛船質(zhì)心位置的變化對(duì)配平特性的影響[18-19]。本文對(duì)80～100 km高度范圍飛船返回艙橫向和縱向質(zhì)心位置的變化對(duì)配平迎角的影響進(jìn)行了計(jì)算分析。圖11給出了不同高度橫向和縱向質(zhì)心系數(shù)分別正向和負(fù)向變化1%時(shí)引起的配平迎角的變化量，可以看出無論增加或減少1%的橫向質(zhì)心系數(shù)，都會(huì)引起6°左右的配平迎角變化，并且隨著飛行高度的增加，橫向質(zhì)心系數(shù)的改變對(duì)配平迎角的影響量有所減小。而對(duì)于縱向質(zhì)心系數(shù)±1%的變化僅引起配平迎角約1°的改變，并且隨著飛行高度的增加其變化量有所增大。因此橫向質(zhì)心位置的變化對(duì)配平迎角的影響較大，而縱向質(zhì)心位置的變化對(duì)配平迎角的影響相對(duì)較小。

圖11 返回艙質(zhì)心位置偏移對(duì)配平迎角影響Fig.11 Effects of mass center location offset on trim angle for reentry capsule

3 結(jié) 論

本文建立了基于當(dāng)?shù)亓鲃?dòng)參數(shù)自適應(yīng)的可考慮熱化學(xué)非平衡流動(dòng)的DSMC數(shù)值模擬方法，通過模擬返回器再入高度130～70 km范圍跨越稀薄過渡流和近連續(xù)流的熱化學(xué)非平衡流動(dòng)，研究分析了跨流域激波層和邊界層的演變規(guī)律以及稀薄氣體效應(yīng)、高溫真實(shí)氣體效應(yīng)對(duì)氣動(dòng)力特性和配平特性的影響規(guī)律；對(duì)比分析了返回艙120～90 km高度范圍不同壁面反射模型對(duì)配平特性的影響規(guī)律，計(jì)算的探月試驗(yàn)返回器的配平迎角與飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)一致；計(jì)算分析了高度100～80 km返回艙質(zhì)心位置在橫向和縱向的偏移對(duì)配平迎角的影響，有以下幾點(diǎn)初步結(jié)論：

(1) 在滑移過渡流(高度70～80 km)，返回艙再入時(shí)的激波層和邊界層都很薄，隨著高度增加，激波脫體距離增大，激波層和邊界層厚度相應(yīng)增加，激波的間斷效應(yīng)減弱，到100 km以上高空激波層和邊界層完全融合，激波演變?yōu)橐粋€(gè)漸進(jìn)的強(qiáng)擾動(dòng)壓縮過程。

(2) 高溫真實(shí)氣體效應(yīng)使返回艙的軸向力系數(shù)增大、法向力系數(shù)和配平迎角減小、壓心位置后移，并且隨著高度增加影響迅速減弱。

(3) 壓力對(duì)軸向力系數(shù)的貢獻(xiàn)占主要部分，而俯仰力矩系數(shù)則以摩擦力的貢獻(xiàn)為主；壓力對(duì)法向力系數(shù)和俯仰力矩系數(shù)的貢獻(xiàn)隨高度變化微弱，摩擦力的貢獻(xiàn)在90 km以上高度近似呈線性增長，這也是稀薄氣體效應(yīng)對(duì)法向力系數(shù)、俯仰力矩系數(shù)影響顯著的主要原因。

(4) Maxwell反射模型和CLL反射模型在相同調(diào)節(jié)系數(shù)情況下，100 km以下高度對(duì)返回艙配平迎角的影響非常接近，改變調(diào)節(jié)系數(shù)Maxwell反射模型和CLL反射模型對(duì)90 km以下高度配平迎角的影響不超過1°。隨著高度增加，反射模型對(duì)配平迎角的影響越來越大。

(5) 返回艙增加或減少1%的橫向質(zhì)心系數(shù)，都會(huì)引起約6°的配平迎角變化。隨著飛行高度增加，橫向質(zhì)心系數(shù)的改變對(duì)配平迎角的影響量有所減?。辉黾踊驕p少1%的縱向質(zhì)心系數(shù)，大約會(huì)引起1°左右配平迎角的變化，隨著飛行高度增加，縱向質(zhì)心系數(shù)的改變對(duì)配平迎角的影響量略有增加。