石小潘，趙 瑞，榮吉利，袁 武，李 齊

(1.北京理工大學(xué)飛行器動(dòng)力學(xué)與控制教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，北京 100081；2. 中國(guó)航空救生研究所，襄陽(yáng) 441003；3. 中國(guó)科學(xué)院計(jì)算機(jī)網(wǎng)絡(luò)信息中心，北京 100190；4. 北京空間飛行器總體設(shè)計(jì)部，北京 100094)

0 引 言

長(zhǎng)期以來(lái)，世界各國(guó)先后展開了多次的深空探測(cè)任務(wù)。其中包括火星、金星、木星、土衛(wèi)六等有大氣天體的無(wú)人進(jìn)入或軟著陸[1]?；鹦亲鳛榫嚯x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。由于火星大氣比較稀薄，密度只有地球大氣的1%，幾乎所有的火星進(jìn)入器均采用鈍體設(shè)計(jì)減速，沿雙曲軌道直接進(jìn)入火星大氣[2]。進(jìn)入器進(jìn)入火星大氣層之后，由于進(jìn)入器外形幾何剖面不連續(xù)過(guò)渡，流動(dòng)繞過(guò)肩部時(shí)出現(xiàn)流動(dòng)分離，在進(jìn)入器尾段形成分離區(qū)，分離區(qū)內(nèi)旋渦流動(dòng)的不穩(wěn)定性及強(qiáng)脫體渦的動(dòng)力學(xué)特性使得作用于進(jìn)入器上氣動(dòng)力的脈動(dòng)劇烈[3-4]，致使進(jìn)入器的動(dòng)態(tài)穩(wěn)定性遭到破壞，進(jìn)入器可能會(huì)出現(xiàn)極限環(huán)震蕩的問(wèn)題。進(jìn)入器的非定常運(yùn)動(dòng)將會(huì)加劇進(jìn)入器壁面的脈動(dòng)壓力環(huán)境(或稱氣動(dòng)噪聲環(huán)境)，使得進(jìn)入器表面出現(xiàn)較大的局部載荷，引起進(jìn)入器結(jié)構(gòu)的抖振響應(yīng)，極大地縮短材料的使用壽命。另外，脈動(dòng)壓力信號(hào)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，極易引起進(jìn)入器內(nèi)部?jī)x器失效，導(dǎo)致飛行任務(wù)的失敗[5-6]。因此，研究火星進(jìn)入器作非定常運(yùn)動(dòng)時(shí)壁面所受到的脈動(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。

脈動(dòng)壓力來(lái)源于飛行器邊界層的轉(zhuǎn)捩/湍流、分離/再附及激波震蕩，具有顯著的隨機(jī)特性[7]。對(duì)于脈動(dòng)壓力的研究，目前常用的預(yù)示方法包括風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)、經(jīng)驗(yàn)公式和數(shù)值計(jì)算。自20世紀(jì)50年代以來(lái)，國(guó)內(nèi)外研究機(jī)構(gòu)對(duì)飛行器壁面脈動(dòng)壓力作了諸多的研究。Plotkin等[8]通過(guò)對(duì)前人的研究成果進(jìn)行分析歸納，整理了一套適用于預(yù)測(cè)航天飛機(jī)壁面脈動(dòng)壓力的經(jīng)驗(yàn)算法，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。Laganelli等[9-10]分析研究了光滑/粗糙表面上附體和分離的邊界層流動(dòng)，歸納了一套預(yù)測(cè)壁面脈動(dòng)壓力分布的工程算法。徐立功等[11]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[12]使用工程估算公式分析了來(lái)流馬赫數(shù)和來(lái)流攻角對(duì)球頭雙錐體表面脈動(dòng)壓力分布的影響。王娜等[13]通過(guò)實(shí)驗(yàn)對(duì)彈體模型表面的脈動(dòng)壓力進(jìn)行研究，分析了彈體表面上脈動(dòng)壓力與馬赫數(shù)、迎角的關(guān)系以及脈動(dòng)壓力的頻譜特征。趙瑞等[5,14]使用隱式大渦模擬方法(ILES)對(duì)跨聲速旋成體火箭外壁面的脈動(dòng)壓力環(huán)境進(jìn)行數(shù)值模擬，驗(yàn)證了該方法的可行性，并對(duì)外壁面的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)進(jìn)行分區(qū)歸納，整理改進(jìn)了各分區(qū)脈動(dòng)壓力計(jì)算的經(jīng)驗(yàn)公式。

對(duì)于返回艙這類飛行器，為了再入大氣層時(shí)減速和防熱的需要，一般采用大鈍頭倒錐外形[15]，其再入過(guò)程的穩(wěn)定性一直以來(lái)都是國(guó)內(nèi)外研究者首要關(guān)注的問(wèn)題。根據(jù)已有的研究成果[16]，返回艙在亞跨超聲速階段可能會(huì)出現(xiàn)極限環(huán)震蕩。因此，對(duì)于這類飛行器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的研究，需要考慮飛行器非定常運(yùn)動(dòng)帶來(lái)的影響。Ross等[17]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)返回艙外形脈動(dòng)壓力的影響。石小潘等[18]針對(duì)火星進(jìn)入器在開傘之前的跨超聲速階段，采用DES方法分析了馬赫數(shù)、攻角及配平翼展開角對(duì)壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響。以上對(duì)于標(biāo)準(zhǔn)返回艙及火星再入器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的研究均是基于飛行器保持相對(duì)靜止，由非定常流動(dòng)誘導(dǎo)產(chǎn)生的脈動(dòng)壓力，沒(méi)有考慮飛行器非定常運(yùn)動(dòng)帶來(lái)的影響。

綜上所述，國(guó)內(nèi)外對(duì)飛行器壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境作了較多的研究，并取得了顯著的成果。但對(duì)于鈍體外形的飛行器由于自身非定常運(yùn)動(dòng)對(duì)壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的影響研究相對(duì)較少。本文基于DES方法，耦合進(jìn)入器運(yùn)動(dòng)方程和流體力學(xué)方程，利用剛性動(dòng)網(wǎng)格技術(shù)，對(duì)火星大氣下進(jìn)入器作強(qiáng)迫俯仰震蕩運(yùn)動(dòng)進(jìn)行非定常數(shù)值模擬，綜合分析進(jìn)入器在開傘之前的超聲速氣動(dòng)減速階段壁面的脈動(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常可壓縮N-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[19]。時(shí)間推進(jìn)采用二階隱式雙時(shí)間法進(jìn)行迭代[20]，內(nèi)迭代選擇常用的LU-SGS(lower-upper symmetric-Gauss-Seidel)方法[21]。定常計(jì)算采用一方程S-A湍流模型[22]并將其計(jì)算結(jié)果作為非定常DES計(jì)算的初始流場(chǎng)，DES方法的詳細(xì)介紹參考文獻(xiàn)[18]。

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[23]，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[24]。本文使用的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[24]。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)表征火星大氣以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。

進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)可認(rèn)為是6自由度運(yùn)動(dòng)的簡(jiǎn)化，忽略質(zhì)心的平動(dòng)，僅考慮某一方向繞質(zhì)心的轉(zhuǎn)動(dòng)。對(duì)于單自由度強(qiáng)迫俯仰震蕩，給定簡(jiǎn)諧振動(dòng)形式為：

α=αm+α0sin(kt)=αm+θ

(3)

式中：α為攻角，αm為初始攻角，α0為攻角振幅，θ為俯仰角，k=ωLref/2V∞為縮減頻率。本文計(jì)算和風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)條件保持一致，強(qiáng)迫振動(dòng)的縮減頻率為0.5 Hz，最大振幅2°。

1.2 動(dòng)網(wǎng)格技術(shù)

由于進(jìn)入器作強(qiáng)迫俯仰震蕩運(yùn)動(dòng)，網(wǎng)格模型將隨著改變，不同時(shí)刻必須重新生成新的網(wǎng)格，這將極大地增加計(jì)算的時(shí)間。采用剛性動(dòng)網(wǎng)格技術(shù)，即令計(jì)算網(wǎng)格與物面剛性固連，整個(gè)非定常計(jì)算過(guò)程中，網(wǎng)格無(wú)須重新生成，這種方法動(dòng)網(wǎng)格的質(zhì)量與靜網(wǎng)格質(zhì)量完全一致，精確地滿足幾何守恒定律。實(shí)現(xiàn)該方法較為簡(jiǎn)單，在計(jì)算過(guò)程中對(duì)位置矢量乘以一個(gè)坐標(biāo)轉(zhuǎn)化矩陣，n+1時(shí)刻的網(wǎng)格坐標(biāo)：

Gn+1=Ln+1G0

(4)

式中：Ln+1為由n+1時(shí)刻姿態(tài)角確定的轉(zhuǎn)換矩陣；G0為姿態(tài)角全為0時(shí)的網(wǎng)格坐標(biāo)。

1.3 計(jì)算模型和網(wǎng)格

本文研究進(jìn)入器進(jìn)入火星大氣層之后由于自身非定常運(yùn)動(dòng)誘發(fā)的壁面脈動(dòng)壓力，同時(shí)作為對(duì)比，本文計(jì)算了進(jìn)入器保持相對(duì)靜止僅由非定常分離流動(dòng)引起的脈動(dòng)壓力。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)[25]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。配平翼展開后計(jì)算網(wǎng)格模型如圖2所示，網(wǎng)格量總計(jì)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)。

圖1 進(jìn)入器模型Fig.1 Physical model of the capsule

圖2 進(jìn)入器計(jì)算網(wǎng)格示意圖Fig.2 Schematic of the capsule computational grid

對(duì)進(jìn)入器z=0截面進(jìn)行測(cè)點(diǎn)采樣，采樣點(diǎn)共計(jì)29個(gè)，艙體迎風(fēng)面測(cè)點(diǎn)為1～14，艙體背風(fēng)面測(cè)點(diǎn)為15～29。壁面脈動(dòng)壓力的采樣頻率為200 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)洞實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)和計(jì)算數(shù)據(jù)的再入返回艙模型[26]作為驗(yàn)證算例。風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ图氨诿鏈y(cè)點(diǎn)如圖3所示，風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)測(cè)試和計(jì)算條件見(jiàn)表2。針對(duì)該再入返回艙模型，基于SA-DES方法進(jìn)行數(shù)值計(jì)算。

圖3 風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ蜏y(cè)點(diǎn)布置Fig.3 Observation points of wind tunnel model

MaU∞/(m·s-1)ρ∞/(kg·m3)T∞Re1.05341.3080.659263.031.35×1071.1326.080.0636218.671.21×1061.2380.3850.5752501.37×1071.4392.190.0428221.131.03×1062600.930.0246224.628.45×105

圖4和圖5分別給出了計(jì)算所得的壁面測(cè)點(diǎn)L1和W1的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)、風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)結(jié)果及Fujimoto等[26]的計(jì)算結(jié)果，通過(guò)對(duì)比可以看出數(shù)值計(jì)算所得的壁面測(cè)點(diǎn)的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)與風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)測(cè)量值及文獻(xiàn)中Fujimoto等[26]的計(jì)算值誤差相對(duì)較小，可以驗(yàn)證本文所采用的數(shù)值計(jì)算方法具有一定的準(zhǔn)確性。

圖4 L1測(cè)點(diǎn)計(jì)算與實(shí)驗(yàn)均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)對(duì)比Fig.4 Surface pressure coefficient comparison with experiments at L1 position

圖5 W1測(cè)點(diǎn)計(jì)算與實(shí)驗(yàn)均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)對(duì)比Fig.5 Surface fluctuating pressure coefficient comparison with experiments at W1 position

2 結(jié)果與分析

2.1 進(jìn)入器非定常運(yùn)動(dòng)脈動(dòng)壓力特征

圖6 來(lái)流馬赫數(shù)1.2不同狀態(tài)的各測(cè)點(diǎn)脈動(dòng)壓力系數(shù)對(duì)比Fig.6 The coefficient of fluctuating pressure of different states under inflow Mach number is 1.2

在配平翼迎風(fēng)面，進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)，攻角震蕩加劇了分離區(qū)再附點(diǎn)的脈動(dòng)，相比進(jìn)入器保持相對(duì)靜止時(shí)，配平翼迎風(fēng)面分離區(qū)的脈動(dòng)壓力環(huán)境顯著增強(qiáng)。圖7和圖8分別為來(lái)流馬赫數(shù)為1.2時(shí)進(jìn)入器保持相對(duì)靜止和強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)不同時(shí)刻流場(chǎng)結(jié)構(gòu)示意圖。對(duì)于進(jìn)入器背風(fēng)面的脈動(dòng)壓力環(huán)境，分離區(qū)內(nèi)渦流脈動(dòng)是壁面壓力脈動(dòng)的主要原因[18]。從圖7可以看出，進(jìn)入器保持相對(duì)靜止時(shí)，分離區(qū)剪切層位置基本一致，流場(chǎng)內(nèi)大尺度結(jié)構(gòu)變化較小，脈動(dòng)壓力主要由分離區(qū)內(nèi)的小尺度渦流脈動(dòng)所致。而進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)，流動(dòng)分離區(qū)內(nèi)大尺度結(jié)構(gòu)非定常效應(yīng)顯著、變化劇烈(如圖8所示)，致使渦流脈動(dòng)更加劇烈。因此，進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)加劇了進(jìn)入器背風(fēng)壁面的脈動(dòng)壓力環(huán)境，使得均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)為0.04～0.07，增加了近一倍。

圖7 Ma=1.2進(jìn)入器相對(duì)靜止時(shí)不同時(shí)刻流場(chǎng)結(jié)構(gòu)示意圖Fig.7 The sketch of flowfield structure of different times at inflow Mach number 1.2 under relatively static condition

圖8 Ma=1.2進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩時(shí)不同時(shí)刻流場(chǎng)結(jié)構(gòu)示意圖Fig.8 The sketch of flowfield structure of different times at inflow Mach number 1.2 under forced oscillation

圖9為來(lái)流馬赫數(shù)為3時(shí)進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)與進(jìn)入器保持相對(duì)靜止時(shí)壁面測(cè)點(diǎn)均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)對(duì)比曲線。從圖9可以看出，進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)使得艙體迎風(fēng)面的均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)明顯增加。

圖9 來(lái)流馬赫數(shù)3不同狀態(tài)的各測(cè)點(diǎn)脈動(dòng)壓力系數(shù)對(duì)比Fig.9 The coefficient of fluctuating pressure of different states under inflow Mach number is 3

圖10和圖11分別為來(lái)流馬赫數(shù)為3時(shí)進(jìn)入器保持相對(duì)靜止和強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)不同時(shí)刻流場(chǎng)結(jié)構(gòu)示意圖。通過(guò)對(duì)比可以發(fā)現(xiàn)，進(jìn)入器保持相對(duì)靜止脫體激波形態(tài)和位置保持穩(wěn)定時(shí)，對(duì)迎風(fēng)面的壓力脈動(dòng)起到抑制作用，均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)約為0。進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)，迎風(fēng)面脫體激波形態(tài)和位置發(fā)生改變，脫體激波震蕩將會(huì)在艙體迎風(fēng)面誘導(dǎo)產(chǎn)生均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)在0.03～0.09的脈動(dòng)壓力環(huán)境。對(duì)于進(jìn)入器背風(fēng)面，相比進(jìn)入器保持相對(duì)靜止，進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)迎風(fēng)面脫體激波震蕩使得背風(fēng)面高速區(qū)范圍增大，低速分離區(qū)范圍減小(如圖11所示)。分離區(qū)范圍減小使得渦流脈動(dòng)減弱，但背風(fēng)面分離區(qū)脈動(dòng)壓力環(huán)境同樣受到迎風(fēng)面脫體激波震蕩的影響，兩者共同作用下，使得進(jìn)入器背風(fēng)面脈動(dòng)壓力環(huán)境和進(jìn)入器保持相對(duì)靜止時(shí)差異不大，均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)在0.01以下。

圖10 Ma=3進(jìn)入器相對(duì)靜止時(shí)不同時(shí)刻流場(chǎng)結(jié)構(gòu)示意圖Fig.10 The sketch of flowfield structure of different times at inflow Mach number 3 under relatively static condition

圖11 Ma=3進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩時(shí)不同時(shí)刻流場(chǎng)結(jié)構(gòu)示意圖Fig.11 The sketch of flowfield structure of different times at inflow Mach number 3 under forced oscillation

圖12為來(lái)流馬赫數(shù)為1.2和3時(shí)進(jìn)入器艙翼連接段的局部流場(chǎng)圖，可以看出在配平翼迎風(fēng)面靠近翼根區(qū)存在小分離區(qū)，進(jìn)入器保持相對(duì)靜止時(shí)小分離區(qū)非定常效應(yīng)顯著，再附點(diǎn)劇烈脈動(dòng)會(huì)在配平翼迎風(fēng)面誘導(dǎo)產(chǎn)生均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)為0.022(Ma=1.2)和0.002(Ma=3)的脈動(dòng)壓力環(huán)境[18]，而進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)，在配平翼迎風(fēng)面的誘導(dǎo)產(chǎn)生均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)高達(dá)0.06(Ma=1.2)和0.12(Ma=3)的脈動(dòng)壓力環(huán)境。通過(guò)對(duì)比可以看出，低馬赫數(shù)時(shí)，進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)使得均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)增大約3倍；高馬赫數(shù)時(shí)，進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)使得均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)增大約60倍。進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)的攻角震蕩和激波震蕩加劇了翼根分離區(qū)的非定常脈動(dòng)，造成更為惡劣的脈動(dòng)壓力環(huán)境，在結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)中需要尤為關(guān)注。

圖12 進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩時(shí)翼根區(qū)局部流場(chǎng)圖Fig.12 The local flowfield of the flap-root under forced oscillation

圖13 進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩時(shí)迎風(fēng)面三個(gè)測(cè)點(diǎn)的脈動(dòng)壓力變化圖Fig.13 The fluctuating pressure at three points around the windward of the capsule under forced oscillation

圖14 進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩時(shí)配平翼迎風(fēng)面測(cè)點(diǎn)脈動(dòng)壓力變化圖(測(cè)點(diǎn)11,Ma=3)Fig.14 The fluctuating pressure for the windward side of the capsule under forced oscillation (Point 11,Ma=3)

2.2 進(jìn)入器非定常運(yùn)動(dòng)脈動(dòng)壓力的功率譜密度特征

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)性的結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)。將進(jìn)入器分為三個(gè)區(qū)域：艙體迎風(fēng)面，配平翼迎風(fēng)面，進(jìn)入器背風(fēng)面，選取各區(qū)域特征點(diǎn)進(jìn)行功率譜密度分析。圖15為上述3個(gè)區(qū)域特征測(cè)點(diǎn)的功率譜密度頻譜在不同來(lái)流馬赫數(shù)下的變化曲線。測(cè)點(diǎn)5位置(圖15(a))位于艙體迎風(fēng)面大底中心，來(lái)流馬赫數(shù)較小時(shí)，脫體激波較弱且距離進(jìn)入器較遠(yuǎn)，脈動(dòng)能量集中在0.5 Hz，和攻角震蕩頻率一致；來(lái)流馬赫數(shù)較大時(shí)，進(jìn)入器迎風(fēng)面脈動(dòng)壓力環(huán)境受攻角震蕩和激波震蕩共同影響，且激波震蕩的影響要大于攻角震蕩的影響，脈動(dòng)能量密度在30 Hz左右達(dá)到峰值，激波震蕩誘導(dǎo)的脈動(dòng)壓力在頻域表現(xiàn)出低頻高幅的特性，在結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)中要著重注意。測(cè)點(diǎn)11位置(圖15(b))位于配平翼迎風(fēng)面分離區(qū)，來(lái)流馬赫數(shù)較小時(shí)，脈動(dòng)能量主要集中在0.5 Hz，但相比大底迎風(fēng)面，脈動(dòng)能量幅值要高出幾個(gè)量級(jí)。來(lái)流馬赫數(shù)較大時(shí)，功率譜密度和大底迎風(fēng)面類似，但由于該區(qū)域存在激波與分離區(qū)再附點(diǎn)相互作用，導(dǎo)致脈動(dòng)能量幅值比大底迎風(fēng)面要大。測(cè)點(diǎn)17位置(圖15(c))位于進(jìn)入器背風(fēng)面分離區(qū)，脈動(dòng)壓力主要受艙體分離區(qū)內(nèi)渦流脈動(dòng)和迎風(fēng)面激波震蕩雙重影響，低馬赫數(shù)時(shí)背風(fēng)面分離區(qū)較大，渦流脈動(dòng)較強(qiáng)，致使10 Hz左右的脈動(dòng)能量密度幅值較高；高馬赫數(shù)時(shí)，進(jìn)入器背風(fēng)面分離區(qū)減小，渦流脈動(dòng)較弱，致使10 Hz左右的脈動(dòng)能量密度有所減弱，但是激波震蕩對(duì)于背風(fēng)面分離區(qū)影響增強(qiáng)，使得脈動(dòng)能量密度在30～40 Hz范圍有所增強(qiáng)。

圖15 進(jìn)入器特征點(diǎn)的頻譜分布Fig.15 Power spectral density distributions at the capsule

3 結(jié) 論

本文以火星進(jìn)入器為研究對(duì)象，使用強(qiáng)迫震蕩方法分析了進(jìn)入器自身非定常運(yùn)動(dòng)時(shí)壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境的變化規(guī)律，通過(guò)與進(jìn)入器保持相對(duì)靜止時(shí)壁面脈動(dòng)壓力環(huán)境作了對(duì)比，得出以下結(jié)論：

1)與靜止?fàn)顟B(tài)不同，進(jìn)入器作強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)時(shí)，由于攻角震蕩和脫體激波震蕩，會(huì)引起進(jìn)入器迎風(fēng)面。

2) 當(dāng)來(lái)流馬赫數(shù)較小時(shí)(Ma=1.2)，進(jìn)入器迎風(fēng)面脈動(dòng)壓力環(huán)境主要受攻角震蕩的影響，脈動(dòng)能量集中頻率和攻角震蕩頻率保持一致。由于攻角震蕩的影響，背風(fēng)面分離區(qū)流場(chǎng)結(jié)構(gòu)變化劇烈，致使渦流脈動(dòng)更加劇烈。進(jìn)入器強(qiáng)迫震蕩運(yùn)動(dòng)加劇了進(jìn)入器迎風(fēng)面和背風(fēng)面的脈動(dòng)壓力環(huán)境。

3) 當(dāng)來(lái)流馬赫數(shù)較大時(shí)(Ma=3)，進(jìn)入器迎風(fēng)面脫體激波強(qiáng)度較強(qiáng)，由于運(yùn)動(dòng)脫體激波震蕩將在配平翼迎風(fēng)面產(chǎn)生更為惡劣的脈動(dòng)壓力環(huán)境，均方根脈動(dòng)壓力系數(shù)高達(dá)0.12；對(duì)于進(jìn)入器背風(fēng)面，脫體激波震蕩使得背風(fēng)面高速區(qū)范圍增大，低速分離區(qū)范圍減小，抑制了背風(fēng)面渦流脈動(dòng)，使得該區(qū)域脈動(dòng)壓力環(huán)境減緩。