丁明松,劉慶宗,江濤,董維中,高鐵鎖,傅楊奧驍

中國空氣動力研究與發(fā)展中心 計算空氣動力研究所, 綿陽 621000

從1981年4月12日美國“哥倫比亞”號(OV-102)航天飛機進行首次載人軌道飛行到2011年7月8號“阿特蘭蒂斯”號航天飛機第135次升空，航天飛機完成了一次又一次航天壯舉[1]。盡管持續(xù)30年的航天飛機時代已經(jīng)宣告結(jié)束，但人們從未放棄滑翔返回式天地往返運載器這一尖端領(lǐng)域，相關(guān)研究正不斷推動航天科學(xué)關(guān)鍵技術(shù)發(fā)展[2]。

技術(shù)瓶頸是制約航天項目跨越式發(fā)展的關(guān)鍵。如氣動熱防護這類技術(shù)瓶頸問題得不到有效解決，航天型號的使用依然代價巨大。天地往返系統(tǒng)高速飛行時，面臨的熱障問題尤為突出，從未來發(fā)展趨勢來看，運載器性能要求越來越高，氣動熱環(huán)境越來越嚴酷，給飛行器熱防護系統(tǒng)設(shè)計帶來極大的挑戰(zhàn)[2]。

通過配置合適的機載電磁場系統(tǒng)，對高超聲速流動進行控制，改善飛行器氣動熱環(huán)境，這就是高超聲速飛行器磁控?zé)岱雷o技術(shù)[3]。對于高超聲速流動，速度較高時，波后氣體熱電離產(chǎn)生等離子體具有足夠的電導(dǎo)率，可直接應(yīng)用于磁流體力學(xué)控制[4]；同時機載磁場通過電流響應(yīng)控制，并安裝于飛行器內(nèi)部，無需改變飛行外部結(jié)構(gòu)，因而具備響應(yīng)快速、不改變氣動外形、不影響其他被動熱防護措施等優(yōu)點[5]，滿足了未來高超聲速飛行器高效穩(wěn)定、可重復(fù)使用的要求。

自20世紀90年代以來，得益于稀土磁工業(yè)的發(fā)展，易于制造便攜的機載磁系統(tǒng)[4,6]，磁控?zé)岱雷o技術(shù)掀起了新的研究熱潮。美國空軍研究實驗室Bisek團隊基于低磁雷諾假設(shè)開展了帶尾舵鈍頭橢圓錐體磁流體數(shù)值研究[7]，分析了外磁場對尾舵前緣熱流的影響，但由于前緣局部電導(dǎo)率較低(<0.1 S/m)，磁控?zé)岱雷o效果不明顯；俄羅斯高溫研究所Bityurin和Bocharov[8]基于完全氣體模型和偶極子磁場配置方案，開展返回艙簡化外形磁控?zé)岱雷o數(shù)值模擬，發(fā)現(xiàn)通過配置磁場可有效降低駐點區(qū)域熱流；日本Otsu[9]、Fujino[10]等開展了多種條件下簡單鈍體外形磁流體力學(xué)控制數(shù)值模擬研究，發(fā)現(xiàn)絕緣壁面條件霍爾效應(yīng)影響幾乎可以忽略，磁控?zé)岱雷o效果較為顯著；德國宇航中心和歐洲航天局共同開展了簡單鈍體外形磁控?zé)岱雷o試驗[11]，發(fā)現(xiàn)采用螺線管磁場，可使平頭圓柱熱流下降85%；國防科技大學(xué)李開和劉偉強[12]針對簡單鈍體外形開展了磁控?zé)岱雷o系統(tǒng)建模研究，發(fā)現(xiàn)增大螺線管半徑有利于提高磁控?zé)岱雷o效果，而螺線管長度對磁控?zé)岱雷o效果影響相對較小。

盡管國內(nèi)外對磁控?zé)岱雷o系統(tǒng)進行了不少研究，熱防護效果得到了有效驗證，但很少見到磁控?zé)岱雷o系統(tǒng)在實際復(fù)雜外形飛行器的工程應(yīng)用。這主要是由于高超聲速流動磁流體力學(xué)控制涉及高溫氣體化學(xué)反應(yīng)效應(yīng)、熱力學(xué)效應(yīng)、等離子體碰撞與遷移機制、帶電粒子與電磁場相互作用、電磁場交叉感應(yīng)等多種物理效應(yīng)或現(xiàn)象[13-16]，每一種效應(yīng)或現(xiàn)象包含復(fù)雜的變化規(guī)律和多種影響因素，對磁控?zé)岱雷o效果造成不容忽視的影響；各種物理機制的特征尺度或特征時間存在的差異較大，多種物理現(xiàn)象耦合時會出現(xiàn)強烈的剛性問題和收斂性問題，極大地增加了仿真模擬難度?；诖耍瑖鴥?nèi)外高超聲速流動磁流體力學(xué)控制研究大多針對簡單外形，如球頭或鈍體外形的一維/二維或軸對稱磁流體數(shù)值模擬；物理模型方面也多以簡化模型為主，如完全氣體或平衡氣體模型等；磁場方面多采用簡化磁場，如偶極子或均勻磁場等，極少見到復(fù)雜外形飛行器磁控?zé)岱雷o系統(tǒng)仿真研究。

本文綜合考慮高超聲速流動磁流體力學(xué)控制涉及的多種物理效應(yīng)或現(xiàn)象，通過耦合求解電磁場泊松方程和帶電磁源項的高溫?zé)峄瘜W(xué)非平衡流動控制方程組，搭建磁控?zé)岱雷o仿真模擬平臺。結(jié)合美國航天飛機 “哥倫比亞”號近似外形和多種磁場配置方案(均勻磁場、偶極子磁場、螺線管磁場及多個磁場組合)，較為系統(tǒng)地開展磁控?zé)岱雷o系統(tǒng)在滑翔返回式天地往返運載器上的應(yīng)用仿真研究。

1 等離子體生成機制及其電導(dǎo)率計算

(1)

基于電子/離子/中性粒子擴散、碰撞與遷移的原理，多電離組分等離子體電導(dǎo)率可寫為[13]

(2)

(3)

當(dāng)s為中性組分O2、N2、NO、O和N時，其表達式為[10,14]

(4)

式(3)和式(4)中電子溫度Te的模擬，需要考慮等離子體流動過程中的熱力學(xué)效應(yīng)，氣體分子平轉(zhuǎn)動溫度和振動-電子溫度之間的能量輸運可寫為[19]

(5)

2 電磁場對流場動量和能量輸運過程的模擬

具有弱導(dǎo)電性的等離子體在磁場中流動時，會產(chǎn)生感應(yīng)電流，使流體微元受到洛倫茲力作用，這會改變氣體的動量和能量。與此同時，感應(yīng)電流還會產(chǎn)生焦耳熱作用，進而改變氣體內(nèi)能等狀態(tài)參數(shù)。由于在絕緣壁面條件下，霍爾效應(yīng)對磁控效果的削弱影響相對較小[9-10,20]，因此為了增強磁控效果，飛行器表面可采用絕緣材料(或涂層)，此時忽略霍爾效應(yīng)，電磁場對流場動量和能量輸運可寫為

(6)

式中：F為洛倫茲力；J為感應(yīng)電流；B為磁感應(yīng)強度；U為速度矢量；F·U為洛倫茲力做功；σ-1J2為焦耳熱。由于電磁焦耳熱的部分能量作用于振動-電子溫度模態(tài)，因此電磁場對振動-電子溫度模態(tài)的能量輸運可寫為

EMV=γσ-1J2

(7)

式中：γ為焦耳熱振動-電子能量配比。

感應(yīng)電流J可通過離散求解各向同性電場泊松方程計算[16]：

(8)

磁感應(yīng)強度按照磁場矢量疊加原理計算：

B=Bext+Bin

(9)

式中：Bext為外加磁場，由機載磁場發(fā)生裝置產(chǎn)生；Bin為感應(yīng)磁場(或稱誘導(dǎo)磁場)，由感應(yīng)電流誘導(dǎo)產(chǎn)生。對于磁雷諾數(shù)較低的狀態(tài)有|Bin|?|Bext|，因此可近似認為B=Bext。而對于磁雷諾數(shù)較大的狀態(tài)，Bin通過離散求解磁矢量勢泊松方程計算[10]：

(10)

3 機載磁場Bext的模擬

機載磁場的模擬，最常見的有均勻磁場、偶極子磁場和螺線管磁場。其中均勻磁場模擬較為簡單，一般是在飛行器流場某一區(qū)域，直接附加強度和方向相同的磁場。偶極子磁場是螺線管磁場的簡化模型，其表達式一般可寫為[15]

(11)

式中：(r,α)為極坐標單位矢量；B0為極軸上距離偶極子中心r0處磁感應(yīng)強度。

對于實際的螺線管線圈磁場，其計算較為復(fù)雜，計算量較大。但如果忽略電流分布的非均勻性和線圈軸向的螺旋性，不僅可以極大地減少計算量，而且計算與實際測量結(jié)果之間的差異極小[21]。此時，通電電流I、線圈密度n、直徑2a、長度2b的螺線管磁場可寫為[21-22]

(12)

式中：坐標原點為螺線管中心；Br、Bφ和Bz為磁場徑向、周向和軸向分量，部分變量表達式為

其中：A為特征強度；k、k1、k2和h均為擬合函數(shù)中間變量；f(k)、fz(r,z)分別為r方向和z方向磁場擬合函數(shù)；K(k)、F(h,k)為第一類和第三類橢圓積分。

4 高超聲速電磁流動控制方程及離散

高超聲速電磁流動控制方程與一般的高超聲速熱化學(xué)非平衡Navier-Stokes(N-S)方程的主要區(qū)別在于包含電磁作用源項，其無量綱形式為[14]

(13)

式中：守恒變量Q=[ρi,ρ,ρu,ρv,ρw,ρEt,ρEv]T,ρi為組分i氣體密度,u、v、w分別為x、y、z3個方向速度分量，Et為氣體內(nèi)能，Ev為氣體振動-電子能；Re為雷諾數(shù)；F、G、H與FV、GV、HV分別為x、y、z方向無黏向量與黏性向量；W和WMHD分別為非平衡源項和電磁作用源項，其形式為

(14)

其中：fx、fy、fz為洛倫茲力F3個方向分量。

對于式(13)，采用AUSMPW+(Advection Upstream Splitting Method by Pressure-based Weight functions)格式離散無黏項，采用中心差分格式離散黏性項，采用全隱式全耦合LU-SGS(Lower-Upper Symmetric Gauss Seidel)進行時間離散。采用MPI(Message Passing Interface)并行技術(shù)，應(yīng)用負載平衡、非阻塞發(fā)送/阻塞接收、整合打包/解包以及對等/主從模式相組合等方法，建立流場分區(qū)和功能分解結(jié)合的并行算法，提升計算效率。

5 數(shù)值驗證

采用鈍錐體外形[23]對數(shù)值計算進行校驗。頭部半徑為0.09 m，椎體的錐角為15°，全長為0.122 4 m；計算飛行高度40.0 km、馬赫數(shù)15.0的狀態(tài)，等溫壁面條件。采用與文獻[23]相同氣體模型和磁偶極子配置，偶極子中心為頭部圓心，B0=2.0 T,r0=0.09 m。M1偶極子方向為X軸負方向；M2偶極子方向為Y軸正方向，見圖1(a)。

圖1(b)給出了磁場配置對鈍錐體表面熱流Q影響，S為表面弧長?？梢?，3種磁場配置條件下，計算結(jié)果均與文獻[23]符合，這說明本文數(shù)值模擬方法可以較為準確地預(yù)測和評估高超聲速磁控氣動熱防護效果。

圖1 磁場矢量和鈍錐表面熱流

6 磁控?zé)岱雷o數(shù)值仿真

6.1 計算狀態(tài)、網(wǎng)格及氣動熱環(huán)境模擬

以航天飛機(OV-102)近似外形為研究對象，以飛行器頭部尖點為坐標原點，飛行器長為X軸方向，飛行器高為Y軸方向，飛行器橫向為Z軸方向，建立直角坐標系。采用多塊結(jié)構(gòu)網(wǎng)格，在壁面附近以及形變較大區(qū)域，如豎直舵、水平翼等區(qū)域，進行局部加密，如圖2(a)所示。計算狀態(tài)采用典型軌道參數(shù)條件，見表1，這些狀態(tài)均有飛行試驗熱流結(jié)果。

表1 航天飛機飛行狀態(tài)

由于航天飛機使用表面隔熱瓦，相對于原子復(fù)合和有關(guān)的離解能量調(diào)節(jié)是非催化的[24]，因此本文數(shù)值模擬時飛行器表面采用輻射平衡溫度條件和壁面非催化條件。

圖2(b)給出了兩套不同疏密度網(wǎng)格計算得到表面熱流分布與試驗結(jié)果的比較，飛行器全長L=30.24 m。Grid1為稀網(wǎng)格，壁面法向第1層網(wǎng)格間距為10-5m，網(wǎng)格總量約為1 200萬；Grid2為密網(wǎng)格，第1層間距為10-6mm，網(wǎng)格總量約為5 000萬?？梢姡嬎憬Y(jié)果與飛行試驗[24]符合較好，這說明本文方法能較好模擬航天飛機的氣動熱環(huán)境；兩套網(wǎng)格計算差異較小，滿足網(wǎng)格無關(guān)系要求。為了保證流場的分辨率，采用Grid2進行計算。

圖2 網(wǎng)格示意圖和航天飛機迎風(fēng)中心線熱流

6.2 數(shù)值模擬結(jié)果分析

由于航天飛機頭部迎風(fēng)面和翼前緣等表面區(qū)域熱流較高，為了降低局部區(qū)域熱流，可在這些區(qū)域加載磁場發(fā)生裝置，包括偶極子磁場、螺線管磁場和均勻磁場以及多個磁場組合。這里將位于X-Y平面內(nèi)與X軸負方向的逆時針夾角定義為θ；位于Y=Constant平面與X軸負方向的逆時針夾角定義為φ。外加磁場配置如下：

Case1采用單個螺線管，主要用于頭部駐點區(qū)表面熱防護。螺線管中心點位于坐標(0.4,-0.273 8,0)m，該點與頭部頂點的橫坐標相差0.4 m，與對應(yīng)橫坐標的下表面點距離也為0.4 m，利于螺線管磁場物理上調(diào)整方向。螺線管軸線正方向位于X-Y平面內(nèi)，與X軸負方向的逆時針夾角θ=0°,20°,40°,60°。由于增大螺線管直徑有利于提高磁控?zé)岱雷o效果，而螺線管長度對磁控?zé)岱雷o效果影響相對較小[12]，因此這里盡量增大螺線管直徑，結(jié)合防熱層設(shè)計和螺線管磁場靈活轉(zhuǎn)向要求，這里取螺線管直徑為0.4 m、長度為0.4 m。通過調(diào)節(jié)螺線管通電電流和匝數(shù)，可調(diào)節(jié)磁感應(yīng)強度，使螺線管軸線正方向距離中心點0.4 m處，磁感應(yīng)強度為0.3 T，這在工程上可以實現(xiàn)[6,11]。

Case2單個偶極子磁場，主要用于與Case 1螺線管磁場對比。其中心點和方向設(shè)置均與Case 1相同。特征長度r0為0.4 m，特征磁場感應(yīng)強度B0為0.3 T。

Case3多個螺線管磁場組合，主要用于大面積防熱。螺線管1～3中心點分別位于坐標(0.4,-0.273 8,0)m、(0.8,-0.445 6,0)m和(1.6,-0.703 8,0)m，與對應(yīng)橫坐標的下表面點的距離為0.4 m；其軸線正方向均位于X-Y平面內(nèi)，與X軸負方向的逆時針夾角分別為θ1～θ3。

Case4采用均勻磁場，在迎風(fēng)面X=0.4～1.0 m、Y<0 m、Z=0～0.6 m的區(qū)間內(nèi)，設(shè)置均勻磁場，磁感應(yīng)強度方向位于X-Y平面內(nèi)，與X軸負方向的逆時針夾角θ=0°～180°。需指出的是，該方案磁場邊界上不滿足磁場無源、無散度條件，這里僅作洛倫茲力的對比分析之用。

Case5采用單個螺線管，主要用于水平翼前緣熱防護。中心點位于坐標(21.228,-0.685 9, 5.84)m。螺線管軸線正方向單位矢量為(-0.707,0,0.707)；考慮翼前緣尺寸，這里螺線管直徑和長度均設(shè)為0.1 m；通過調(diào)節(jié)螺線管通電電流和匝數(shù)，使螺線管軸線正方距離中心點0.1 m處，磁感應(yīng)強度分別為0.3 T和1.0 T。

1)不同飛行狀態(tài)和磁場方向差異

圖3(a)給出了有/無螺線管磁場條件下不同飛行高度迎風(fēng)面中心線熱流比較。這里飛行器全長取為L=32.35 m；采用Case 1的螺線管磁場配置，螺線管軸線正方向與X軸負方向的逆時針夾角θ=0°?？梢钥闯?，在頭部設(shè)置螺線管磁場可以有效減低駐點附近的熱流；磁場還會使飛行器迎風(fēng)面靠近底部區(qū)域的熱流略有上升；飛行高度越高，磁場使頭部熱流下降幅度越大，高度H=70.2 km 時駐點熱流下將約26.7%。

圖3(b)～圖3(d)給出了不同飛行高度電離氣體電導(dǎo)率分布?？梢钥闯?，電導(dǎo)率較高區(qū)域均在頭部迎風(fēng)區(qū)域附近，這說明將Case 1磁場設(shè)置于頭部迎風(fēng)區(qū)域是合理的；高度H=57.2 km流場中氣體電導(dǎo)率明顯低于其他狀態(tài)，這與圖3(a)該狀態(tài)的磁控?zé)岱雷o效果較弱相符，這可能是57.2 km時飛行速度相對較低造成的(表1)。

圖3 不同飛行高度表面熱流和流場電導(dǎo)率分布

圖4(a)給出了Case 1螺線管磁場不同磁場方向時迎風(fēng)面中心線熱流?？梢钥闯?，單一螺線管磁場方向大幅變化，對磁控?zé)岱雷o效果存在一定影響；隨θ增大，熱流凹陷低點后移，但整體的定性規(guī)律變化不大，均表現(xiàn)為駐點區(qū)熱流顯著下降，下游迎風(fēng)面局部區(qū)域出現(xiàn)不同程度的熱流反沖現(xiàn)象[16]。

圖4(b)給出了螺線管磁場Case 1不同磁場方向時Z方向電流(云圖顏色)和洛倫茲力矢量(黑色箭頭，長短表征洛倫茲力大小)分布，紅色箭頭為來流方向?？梢钥闯?，螺線管磁場方向大幅變化，環(huán)形電流和洛倫茲力分布存在一定差異；隨θ增大，洛倫茲力交匯點略微后移，但其整體特征變化不大，這與圖4(a)的熱流變化規(guī)律相符。

圖4 不同螺線管方向表面熱流和流場洛倫茲力

2)偶極子和螺線管磁場差異

圖5(a)給出了螺線管磁場(Case 1)和偶極子磁場(Case 2)磁場矢量圖和等值線圖?？梢钥闯?，當(dāng)特征長度和特征磁場強度相同時，兩者存在一定差異，但差異幅度較小。圖5(b)進一步比較了螺線管磁場(Case 1)和偶極子磁場(Case 2)的磁控?zé)岱雷o效果差異。可以看出，兩種磁場使表面熱流下降的整體規(guī)律基本一致，在局部細節(jié)上存在一定差異。這說明采用偶極子磁場，可在一定程度上近似模擬螺線管磁場的分布及其影響；但如果要精細地分析磁流體力學(xué)控制的效率，則需采用接近物理實際的磁場模型。

圖5 磁場差異及其對熱防護影響

3)多個螺線管磁場組合

由圖3和圖4可以看出單個螺線管磁場可以使頭部熱流有效下降，但下游區(qū)域熱流下降幅度不大，甚至出現(xiàn)熱流反沖現(xiàn)象。為了進一步減小迎風(fēng)面較大區(qū)域熱流?？刹捎枚鄠€螺線管組合磁場的方式。

圖6(a)給出了采用螺線管組合磁場Case 3得到的迎風(fēng)面中心線熱流。這里θ1=0°，由圖4可知此時局部熱流反沖較??；θ2和θ3的值相等(即圖中θ2，3)，分別取為45°、90°和135°?？梢钥闯?，當(dāng)θ2，3=135°時，可降低頭部迎風(fēng)面較大區(qū)域的熱流，且熱流反沖現(xiàn)象較小。

圖6 組合磁場條件下的表面熱流和洛倫茲力

圖6(b)給出了采用螺線管組合磁場Case 3時壓力和洛倫茲力(黑色箭頭，長短表征洛倫茲力大小)分布?？梢钥闯?，當(dāng)θ2，3=45°時，在X=0.5 m 附近，洛倫茲力使高溫氣流向壁面附著，形成高壓、高熱流區(qū)；而當(dāng)θ2，3=135°時，由于磁場分布變化，洛倫茲力使高溫氣流向壁面附著的區(qū)域前移至X=0.4 m附近，且該洛倫茲力矢量相對較小，因此熱流反沖區(qū)域略微前移，且反沖幅度較小。

4)磁場方向?qū)β鍌惼澚Ψ植己土鲌鼋Y(jié)構(gòu)的影響

為了進一步分析磁場方向?qū)α鲃拥挠绊懀瑘D7(a)給出了均勻磁場條件下(Case 4)的磁場矢量(紅色箭頭)、壓力云圖和洛倫茲力矢量(黑色箭頭)分布?？梢钥闯?，這種情況下，無論磁場方向怎么變化，洛倫茲力矢量永遠是垂直于磁場矢量方向的，其作用效果永遠是阻礙流動方向的。當(dāng)θ∈[0°, 60°)時，洛倫茲力使高溫氣流附著，隨θ增大，附著的角度減??；當(dāng)θ∈(60°, 160°)時，洛倫茲力使高溫氣體遠離壁面外推，隨θ增大，外推角度增大。

進一步結(jié)合洛倫茲力強度分析，在忽略感應(yīng)電場影響時，JZ∝(U×B)Z，因此洛倫茲力|F|=|J×B|∝JZ∝(U×B)Z。當(dāng)θ∈[0°，60°)時，隨θ增大，速度矢量U與磁場矢量B夾角增大，因此JZ增大，洛倫茲力強度增大。但由于附著角度減小，洛倫茲力使其流向壁面的壓縮程度反而減小。當(dāng)θ∈(60°，160°)時，隨θ增大，外推的角度增大，洛倫茲力越來越傾向于使高溫氣流遠離壁面方向。同時，速度矢量與磁場矢量之間的夾角逐漸減小，會使相同條件下的洛倫茲力強度減小，因此在θ≈120°時，磁場的外推作用最強。

圖7 磁場方向?qū)α鲃咏Y(jié)構(gòu)的影響

5)水平翼前緣熱環(huán)境的磁控

圖8(a)給出了高度H=68.2 km時的表面熱流分布。可以看出頭部駐點區(qū)域并不是表面熱環(huán)境最嚴酷的區(qū)域，水平翼部分區(qū)域的表面熱流更高，因此針對飛行水平翼的高熱流區(qū)設(shè)計了磁場配置方案Case 5。水平翼的厚度較小，螺線管磁場發(fā)生裝置尺寸不能太大，其長度和直徑均取為0.1 m；螺線管中心位于高熱流峰值所在的區(qū)域附近Z= 5.84 m平面內(nèi)，見圖8(b)。

圖8 全表面熱流分布和Case 5磁場設(shè)置

圖9給出了磁場對水平翼前緣熱流的影響。可以看出，當(dāng)磁場特征強度為 1.0 T時，表面熱流下降很明顯，這說明采用合適的磁場可以有效地降低水平翼前緣的熱流；而當(dāng)磁場特征強度為0.3 T時，熱流受磁場影響不明顯。

圖9 不同磁場條件下水平翼前緣熱流

為了進一步分析圖9的結(jié)論，圖10分別給出了磁場配置Case 5時3種情況下水平翼附近的電導(dǎo)率分布。這里顯示的平面經(jīng)過方案Case 5螺線管中心點，平面方向為(0.707，0，0.707)m。

由圖10可以看出，當(dāng)B0= 0.3 T時，水平翼前緣附近氣體電導(dǎo)率較低；當(dāng)B0=1.0 T時，電導(dǎo)率顯著升高。這可能是由于隨磁感應(yīng)強度增大，磁場使氣體減速的效果增強，氣體速度下降，更多的氣體動能轉(zhuǎn)化為內(nèi)能，從而使氣體溫度上升，高溫區(qū)增大，氣體離解和電離程度增加，電導(dǎo)率增大；而電導(dǎo)率增大，又反過來增強了磁場對氣體滯留和減速等磁控效果，由此形成“正反饋”。當(dāng)磁場強度較小時，這種正反饋機制強度較小，表面熱流變化不明顯；當(dāng)B0=1.0 T，正反饋效應(yīng)較強，電導(dǎo)率明顯升高，因而使表面熱流顯著下降。由此可見，磁場的作用效率與流動中等離子體生成過程緊密相關(guān)，準確模擬時必須予以綜合考慮。

圖10 水平翼前緣附近電導(dǎo)率分布

7 結(jié) 論

1)本文搭建的磁控?zé)岱雷o數(shù)值仿真模擬平臺，能用于計算評估航天飛機等復(fù)雜外形飛行器氣動熱環(huán)境的磁流體力學(xué)控制效果，典型算例數(shù)值計算結(jié)果與文獻或飛行試驗數(shù)據(jù)符合較好。

2)采用合適的磁場能有效降低航天飛機的表面熱流，改善航天飛機的氣動熱環(huán)境；在飛行器頭部或翼前緣加載一定強度的螺線管磁場，能使典型狀態(tài)的表面熱流下降25%以上；通過多個螺線管磁場組合，能有效降低航天飛行表面大面積的熱流。

3)采用偶極子磁場，可在一定程度上近似模擬同等尺度的螺線管磁場及其磁控?zé)岱雷o效果；局部磁場方向與流動方向的夾角，在一定程度上決定了洛倫茲力的強度和方向，對磁控效果的影響顯著；磁場的作用效率還與流動中等離子體生成過程緊密相關(guān)，準確模擬時必須予以考慮。