呂俊明，李飛，李齊，程曉麗

1.中國(guó)航天空氣動(dòng)力技術(shù)研究院，北京 100074 2.中國(guó)航天科技集團(tuán)有限公司 航天飛行器氣動(dòng)熱防護(hù)實(shí)驗(yàn)室，北京 100074 3.中國(guó)科學(xué)院 力學(xué)研究所 高溫氣體動(dòng)力學(xué)國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，北京 100190 4.北京空間飛行器總體設(shè)計(jì)部，北京 100094

火星是距離地球最近的行星，也是太陽(yáng)系中被探測(cè)最頻繁的行星。以往的火星登陸任務(wù)中，失敗多發(fā)生在進(jìn)入-下降-著陸(Entry-Descent-Landing，EDL)過程，所以這個(gè)過程常被稱為“死亡7分鐘”，是關(guān)系任務(wù)成敗的關(guān)鍵因素。近年來，隨著火星登陸成功率提升，對(duì)火星大氣環(huán)境的了解不斷增加，對(duì)EDL過程、尤其是進(jìn)入階段的氣體動(dòng)力學(xué)和氣動(dòng)熱力學(xué)預(yù)測(cè)能力隨之不斷提高，各種預(yù)測(cè)模型和方法也得到了驗(yàn)證。Wright等對(duì)火星進(jìn)入氣動(dòng)熱力學(xué)模型的發(fā)展和應(yīng)用進(jìn)行了綜述，指出與對(duì)流加熱和表面催化模型相比，高速進(jìn)入引起的激波層高溫氣體輻射加熱對(duì)于未來的火星探索任務(wù)可能非常重要。Johnston等的研究也表明，輻射加熱是火星進(jìn)入熱防護(hù)設(shè)計(jì)中不確定性的主要來源之一。隨后，火星科學(xué)實(shí)驗(yàn)室(Mars Science Laboratory，MSL)成功登陸火星，其飛行重建數(shù)據(jù)證明了這一點(diǎn)，同時(shí)證明火星進(jìn)入輻射加熱預(yù)測(cè)存在較大不確定性。

隨著物理模型、計(jì)算技術(shù)和硬件能力的進(jìn)步，數(shù)值模擬已成為氣動(dòng)輻射預(yù)測(cè)的重要和有效手段之一。氣動(dòng)輻射模擬一般由4個(gè)模塊組成：熱化學(xué)非平衡流動(dòng)、氣體粒子激發(fā)態(tài)布居、氣體光譜特性和輻射傳輸過程。目前，火星進(jìn)入氣動(dòng)輻射預(yù)測(cè)的不確定性主要來自于非平衡流動(dòng)與光譜特性的物理與計(jì)算模型。

高溫非平衡流動(dòng)模擬為輻射光譜計(jì)算提供氣體密度、多模態(tài)溫度和組分濃度等參數(shù)信息，其計(jì)算準(zhǔn)確性直接決定光譜計(jì)算精度。Hollis和Prabhu以對(duì)流熱通量預(yù)測(cè)精度為對(duì)象，綜述了相關(guān)試驗(yàn)研究以及同數(shù)值模擬的對(duì)比情況，評(píng)估了Park化學(xué)反應(yīng)動(dòng)力學(xué)模型，發(fā)現(xiàn)對(duì)流加熱受壁面催化的影響更大，對(duì)化學(xué)反應(yīng)和兩溫度模型不敏感。Johnston等對(duì)氣動(dòng)輻射進(jìn)行了不確定性分析，主要關(guān)注化學(xué)反應(yīng)模型和平動(dòng)-振動(dòng)松弛模型，發(fā)現(xiàn)在進(jìn)入速度為6.3～7.7 km/s的范圍內(nèi)，駐點(diǎn)輻射加熱關(guān)于上述模型參數(shù)的不確定性為50%～200%，主要由CO離解速率和CO重粒子激發(fā)速率造成。基于此分析和電弧激波管(Electric Arc Shock Tube，EAST)的試驗(yàn)結(jié)果，Johnston和Brandis提出了新的火星大氣化學(xué)反應(yīng)速率模型，CO的離解反應(yīng)速率被大大提高，結(jié)果表明新模型與試驗(yàn)值吻合較好，傳統(tǒng)的Park模型明顯高估輻射。

光譜特性計(jì)算為輻射傳輸提供發(fā)射系數(shù)和吸收系數(shù)等輻射特性。董士奎等以HITEMP為基礎(chǔ)計(jì)算了CO窄譜帶模型參數(shù)。Palmer和Cruden使用NEQAIR(Nonequilibrium Radiative Transport and Spectra Program)計(jì)算了中低溫條件的CO紅外輻射，采用簡(jiǎn)化CDSD-4000光譜數(shù)據(jù)庫(kù)，結(jié)果驗(yàn)證了該溫度范圍內(nèi)的CO光譜輻射模型。Lemal等結(jié)合數(shù)值模擬和地面試驗(yàn)預(yù)測(cè)了CO的非平衡輻射加熱，分析了平衡和非平衡條件下的光譜輻射，特別在平衡狀態(tài)下對(duì)比了HITEMP-2000和CDSD-4000等不同數(shù)據(jù)庫(kù)，發(fā)現(xiàn)使用CDSD的計(jì)算結(jié)果與試驗(yàn)值符合更好。針對(duì)高速非平衡流動(dòng)的CO反應(yīng)氣體輻射特性尚有大量基于流動(dòng)場(chǎng)景的模型與試驗(yàn)對(duì)比研究需要開展。

精細(xì)化光譜輻射強(qiáng)度測(cè)量試驗(yàn)是氣動(dòng)輻射研究的重要組成部分，試驗(yàn)獲得的基礎(chǔ)數(shù)據(jù)是支撐計(jì)算模型驗(yàn)證與確認(rèn)的關(guān)鍵。Cruden在EAST上開展了速度為6～8 km/s的發(fā)射光譜定量測(cè)試，和相對(duì)低速條件下CO振動(dòng)紅外輻射測(cè)量，發(fā)現(xiàn)在低密度條件下，絕大多數(shù)試驗(yàn)均未達(dá)到平衡態(tài)。CO真空紫外輻射貢獻(xiàn)很大，還有CN輻射，CO振動(dòng)躍遷引起的中紅外輻射則較小。Takayanagi等在HVST(Hyper-Velocity Shock Tube)的模擬火星大氣環(huán)境中，通過兩臺(tái)光譜儀測(cè)量了真空紫外到近紅外的發(fā)射光譜。還開展了速度2.5～8 km/s范圍的CO振動(dòng)中紅外輻射測(cè)量，發(fā)現(xiàn)激波速度小于6 km/s時(shí)，紅外輻射隨著速度降低而增加。

未來的火星探測(cè)進(jìn)入器具有更大的尺寸和重量，需要采用新的低冗余熱防護(hù)系統(tǒng)設(shè)計(jì)，以實(shí)現(xiàn)降低發(fā)射成本、增加載荷和增強(qiáng)系統(tǒng)穩(wěn)定性與安全性的目標(biāo)，那么，更為準(zhǔn)確和可靠的氣動(dòng)輻射預(yù)測(cè)就尤為重要。目前的火星進(jìn)入氣動(dòng)輻射計(jì)算模型尚存在較大的不確定性，用于支撐模型驗(yàn)證與改進(jìn)的地面試驗(yàn)數(shù)據(jù)在多樣性和廣泛性方面也顯不足，因此，有必要利用不同地面設(shè)備開展更多的精細(xì)光譜測(cè)量試驗(yàn)，加強(qiáng)試驗(yàn)和數(shù)值研究的相互協(xié)作，完善和驗(yàn)證計(jì)算模型，以此為基礎(chǔ)構(gòu)建準(zhǔn)確的火星進(jìn)入氣動(dòng)輻射預(yù)測(cè)手段。

1 控制方程與計(jì)算方法

1.1 非平衡流動(dòng)

1.1.1 守恒方程

火星進(jìn)入流動(dòng)求解多組分Navier-Stokes方程，考慮熱化學(xué)非平衡模型。質(zhì)量守恒方程為

(1)

動(dòng)量守恒方程為

(2)

式中：為密度;為壓力；為應(yīng)力張量分量；為Kronecker符號(hào)。

考慮高速流動(dòng)下內(nèi)能與平動(dòng)能處于非平衡狀態(tài)，能量方程包括內(nèi)能守恒和總能守恒。內(nèi)能守恒方程為

(3)

式中：為質(zhì)量平均內(nèi)能；int,為內(nèi)能梯度引起的方向能量通量；源項(xiàng)代表混合氣體中由粒子碰撞過程引起的內(nèi)能松弛速率。平均內(nèi)能由各組分內(nèi)能得到：

(4)

總能量守恒方程為

(5)

式中：為能量梯度引起的方向總能量通量；為組分的焓;為總能量，其表達(dá)式為

(6)

其中：為組分的總能量，包括平動(dòng)能、轉(zhuǎn)動(dòng)能、振動(dòng)能和電子能，本文采用雙溫度模型，即平動(dòng)能與轉(zhuǎn)動(dòng)能平衡，振動(dòng)能與電子能平衡：

(7)

(8)

的表達(dá)式為

(9)

式中:為組分的壓力。

對(duì)于質(zhì)量、動(dòng)量和能量的輸運(yùn)過程，有

(10)

式中：為組分的摩爾分?jǐn)?shù)；組分的等效擴(kuò)散系數(shù)、黏性系數(shù)、平動(dòng)轉(zhuǎn)動(dòng)熱傳導(dǎo)系數(shù)和振動(dòng)電子熱傳導(dǎo)系數(shù)的計(jì)算公式與取值參見文獻(xiàn)[22]。

1.1.2 源 項(xiàng)

化學(xué)反應(yīng)源項(xiàng)由有限速率化學(xué)反應(yīng)模型計(jì)算。將化學(xué)反應(yīng)寫為

(11)

式中：為化學(xué)反應(yīng)數(shù)；,和,分別為反應(yīng)中組分的化學(xué)計(jì)量系數(shù)。那么單位體積內(nèi)組分的質(zhì)量生成率源項(xiàng)為

(12)

式中:為組分的摩爾質(zhì)量;f,和b,為反應(yīng)的正向和逆向反應(yīng)速率：

(13)

其中:f,和b,分別為反應(yīng)的正向和逆向反應(yīng)速率系數(shù)，由Arrhenius反應(yīng)速率模型得到：

(14)

式中：f,、f,和b,、b,分別為反應(yīng)的正向和逆向反應(yīng)速率常數(shù)；f,、b,為正向和逆向反應(yīng)的活化能;為玻爾茲曼常數(shù)。

對(duì)于火星大氣環(huán)境，采用Park的8組分(CO、CO、O、O、C、N、N、NO)、9反應(yīng)模型，具體反應(yīng)見表1，反應(yīng)速率常數(shù)參考文獻(xiàn)[6-7]。

內(nèi)能松弛源項(xiàng)對(duì)于電離氣體而言形式非常復(fù)雜，對(duì)于典型火星進(jìn)入場(chǎng)景，離子化反應(yīng)程度不強(qiáng)，可以不考慮離子和電子等造成的內(nèi)能轉(zhuǎn)換，僅考慮由碰撞過程引起的振動(dòng)能松弛，該源項(xiàng)一般采用Landau-Teller模型：

表1 火星大氣的Park反應(yīng)模型Table 1 Park’s reaction model of Mars atmosphere

(15)

1.1.3 數(shù)值方法

采用基于多塊結(jié)構(gòu)網(wǎng)格的有限體積法離散計(jì)算域，對(duì)流項(xiàng)使用van Leer格式，界面值由MUSCL (Monotonic Upwind Scheme for Conservation Laws)方法使用van Albda限制器計(jì)算；黏性項(xiàng)采用二階中心格式；時(shí)間推進(jìn)采用LU-SGS (Lower Upper Symmetric Gauss Siedel scheme)方法；并行使用MPICH實(shí)現(xiàn)。

1.2 光譜輻射模型

氣體輻射包括原子束縛-束縛躍遷(原子線譜)、原子束縛-自由躍遷(光致電離)、原子自由-自由躍遷(軔致輻射)和分子束縛-束縛躍遷(分子帶譜)，并可能包括化學(xué)反應(yīng)發(fā)光?；鹦沁M(jìn)入氣體輻射的主要來源包括：分子帶譜，如CO振動(dòng)躍遷，CO(4+，真空紫外)，CN(B-X，紫色)、C(Swan，藍(lán)紫色)和CN(A-X，紅色)，以及原子輻射，如C和O(紫外-可見-紅外)。

對(duì)于電子躍遷，采用窄帶法計(jì)算輻射特性：

(16)

對(duì)于振動(dòng)-轉(zhuǎn)動(dòng)躍遷，以CDSD數(shù)據(jù)庫(kù)為基礎(chǔ)進(jìn)行計(jì)算。氣體吸收譜線之間會(huì)發(fā)生部分重疊，在波數(shù)處的光譜吸收系數(shù)等于相互重疊譜線在波數(shù)處的吸收系數(shù),之和：

(17)

式中：為標(biāo)準(zhǔn)化為單個(gè)分子的譜線積分強(qiáng)度，計(jì)算方法和數(shù)據(jù)庫(kù)參見文獻(xiàn)[11,13]；(-0,)為譜線線型函數(shù),0,為第條譜線的中心波數(shù)；為分子數(shù)密度。非平衡條件下應(yīng)用流場(chǎng)模擬獲得的平動(dòng)轉(zhuǎn)動(dòng)溫度和振動(dòng)電子溫度計(jì)算配分函數(shù)等參數(shù)，具體參考文獻(xiàn)[7,26]。

1.3 輻射傳輸方程

存在吸收、發(fā)射和散射的非灰氣體輻射傳輸方程為

(18)

式中：為輻射強(qiáng)度；為空間位置；為立體角；為譜帶發(fā)射系數(shù)；為吸收系數(shù)；s為散射系數(shù)；(,′)為散射相函數(shù)，其中和′分別為入射角和散射角;下標(biāo)表示光譜離散的譜帶。散射項(xiàng)對(duì)計(jì)算資源需求非常大，所幸進(jìn)入氣動(dòng)環(huán)境中高溫氣體的散射非常弱，可忽略，這樣極大簡(jiǎn)化了方程求解。劉林華等通過離散坐標(biāo)法進(jìn)行了三維空腔的輻射計(jì)算，牛青林等采用視在光線法對(duì)滑翔飛行器紅外輻射特性進(jìn)行了模擬。本文基于進(jìn)入器輻射熱流預(yù)測(cè)需求，選擇光線追跡法和有限體積法解算輻射傳輸方程，以獲得特定方向輻射強(qiáng)度和飛行器表面輻射熱流分布。

光線追跡法針對(duì)一條光線，能夠得到流場(chǎng)內(nèi)沿該傳播方向的詳細(xì)光譜結(jié)構(gòu)和數(shù)據(jù)，適用于光譜模型的驗(yàn)證。在建立沿一定方向的光線和離散點(diǎn)后，如圖1(a)所示，通過流場(chǎng)插值獲得節(jié)點(diǎn)處的密度、溫度和濃度等信息，進(jìn)而得到發(fā)射和吸收系數(shù)等，由節(jié)點(diǎn)開始計(jì)算輻射傳輸，至節(jié)點(diǎn)結(jié)束，即得到節(jié)點(diǎn)的光譜輻射強(qiáng)度。具體的，根據(jù)Beer定律：

(19)

式中：為頻率；為光學(xué)厚度：

(20)

有限體積法則能夠直接獲取進(jìn)入器表面所有位置與空間的輻射通量，并直接利用流場(chǎng)網(wǎng)格與信息，避免插值引起的誤差，借助CFD求解框架實(shí)現(xiàn)并行計(jì)算，適用于進(jìn)入器熱環(huán)境評(píng)估的輻射強(qiáng)度和輻射熱流計(jì)算。圖1(b)顯示了有限體積法在位置空間和角度空間離散輻射傳輸方程得到的控制體，為內(nèi)部格心節(jié)點(diǎn)，、、、、和分別為表面積分點(diǎn)，角度離散將4π空間分為個(gè)立體角，向量為立體角中心矢量。通過簡(jiǎn)化和數(shù)值變換，可得不計(jì)散射的輻射傳輸離散方程：

(21)

圖1 光線追跡法和有限體積法離散Fig.1 Ray tracing and finite volume discretization

2 CO2輻射計(jì)算與驗(yàn)證

2.1 光譜輻射強(qiáng)度

采用激波管試驗(yàn)的測(cè)量結(jié)果驗(yàn)證中高溫條件CO光譜輻射計(jì)算。試驗(yàn)分別選自NASA Ames研究中心于2014年和JAXA于2018年開展的地面試驗(yàn)。數(shù)值模擬使用一個(gè)長(zhǎng)2 m的激波管為對(duì)象，其中充滿純CO氣體，利用平衡反應(yīng)產(chǎn)物作為激波管虛擬驅(qū)動(dòng)氣體，進(jìn)行一維非定常流動(dòng)模擬，劃分1 000個(gè)網(wǎng)格點(diǎn)，時(shí)間推進(jìn)采用3階Runge-Kutta方法。

圖2是被驅(qū)段壓力為133 Pa、激波速度為3.0 km/s 激波管試驗(yàn)狀態(tài)的模擬結(jié)果，分別為壓力、溫度和各組分質(zhì)量分?jǐn)?shù)。波后非平衡區(qū)比較窄，平動(dòng)溫度和振動(dòng)溫度迅速平衡，平衡溫度約3 500 K。此條件下，約10%的CO離解，產(chǎn)物主要為CO和少量的O與O。

圖3為激波到達(dá)1.55 m位置時(shí)，波后10 cm處光譜發(fā)射強(qiáng)度的文獻(xiàn)測(cè)量值和數(shù)值預(yù)測(cè)結(jié)果的對(duì)比。結(jié)果表明，激波速度為3 km/s時(shí)，計(jì)算得到的光譜輻射結(jié)構(gòu)與文獻(xiàn)相符，輻射主要集中于CO的4.7 μm波段，輻射峰值和譜帶寬度均與測(cè)量結(jié)果符合較好，驗(yàn)證了流動(dòng)及輻射特性計(jì)算模型。

圖2 被驅(qū)壓力為133 Pa、激波速度為3 km/s的激波管流動(dòng)參數(shù)Fig.2 Shock tube parameters at 133 Pa driven pressure and 3 km/s shock velocity

圖3 CO2光譜發(fā)射強(qiáng)度的計(jì)算值與參考對(duì)比Fig.3 Comparison of CO2 spectral emission intensity between calculation and reference

2.2 相對(duì)輻射強(qiáng)度測(cè)量與驗(yàn)證

以CO為試驗(yàn)介質(zhì)，在典型進(jìn)入速度范圍內(nèi)，基于燃燒驅(qū)動(dòng)激波管開展了一系列氣體發(fā)射強(qiáng)度測(cè)量試驗(yàn)。相關(guān)試驗(yàn)設(shè)備和測(cè)量方法詳見文獻(xiàn)[32-33]。被驅(qū)動(dòng)段充入純CO氣體，壓力設(shè)為300 Pa，通過調(diào)節(jié)驅(qū)動(dòng)段氣體壓力以產(chǎn)生所需的激波速度，測(cè)得的激波速度范圍為3～6.6 km/s。采用濾光片和光電探測(cè)器測(cè)量氣體發(fā)射強(qiáng)度，測(cè)量位置均位于波后平衡區(qū)內(nèi)。

圖4為以4 km/s激波速度的發(fā)射強(qiáng)度為參考值得到的歸一化發(fā)射強(qiáng)度隨激波速度的變化，包括計(jì)算值、試驗(yàn)測(cè)量結(jié)果和Cruden等的試驗(yàn)結(jié)果。3套數(shù)據(jù)之間符合較好，進(jìn)一步驗(yàn)證了火星進(jìn)入非平衡流動(dòng)和輻射特性計(jì)算模型在不同狀態(tài)下的準(zhǔn)確性。同時(shí)，結(jié)果也表明，當(dāng)進(jìn)入速度小于6 km/s時(shí)，發(fā)射強(qiáng)度隨速度降低而增加，與地球再入的輻射變化規(guī)律截然不同，此結(jié)論與文獻(xiàn)[19]一致。

圖4 不同激波速度下計(jì)算、試驗(yàn)和文獻(xiàn)的發(fā)射強(qiáng)度E對(duì)比Fig.4 Comparison of emission intensity E among computations, tests and reference data under different velocities of shock

3 進(jìn)入器輻射熱流

3.1 模型與計(jì)算條件

選擇火星探路者號(hào)(Mars Pathfinder，MPF)為進(jìn)入器模型進(jìn)行數(shù)值分析。MPF的前體為直徑2.65 m的70°鈍球錐，后體為單錐，外形和網(wǎng)格如圖5所示。0°側(cè)滑下流場(chǎng)關(guān)于=0 m平面對(duì)稱，因此網(wǎng)格僅考慮半模。周向采用C型拓?fù)?，流向采用C-H網(wǎng)格，表面駐點(diǎn)區(qū)為非奇性H型網(wǎng)格。根據(jù)初算結(jié)果，對(duì)網(wǎng)格在邊界層和激波附近進(jìn)行加密，以確保網(wǎng)格正交性、波系平行和分辨率。計(jì)算條件見表2，表中為高度，為來流速度，為來流密度，為來流溫度，為攻角。

圖5 MPF外形和網(wǎng)格Fig.5 Configuration and mesh demonstration of MPF

表2 MPF計(jì)算條件Table 2 Computational conditions for MPF

3.2 網(wǎng)格收斂性

針對(duì)MPF前體外形，生成了3套網(wǎng)格，具有不同的壁面法向最小網(wǎng)格長(zhǎng)度和法向網(wǎng)格數(shù)目，法向網(wǎng)格最小距離()分別為10m、10m和10m，法向網(wǎng)格數(shù)目分別為121、121和201。圖6顯示了數(shù)值計(jì)算得到的表面對(duì)流熱流()沿徑向的變化，圖7是輻射強(qiáng)度沿駐點(diǎn)線的變化?？梢?，3套網(wǎng)格的計(jì)算結(jié)果相差不大，最小距離10m和10m網(wǎng)格的計(jì)算結(jié)果非常接近，綜合考慮計(jì)算精度和速度，以下分析均使用10m網(wǎng)格進(jìn)行計(jì)算。

圖6 不同網(wǎng)格的表面對(duì)流熱流Fig.6 Surface convective heating flow for different grids

圖7 不同網(wǎng)格的駐點(diǎn)線輻射強(qiáng)度Fig.7 Radiation intensity along stagnation line for different grids

3.3 流動(dòng)與輻射加熱

圖8和圖9分別是兩種進(jìn)入速度的對(duì)稱面流動(dòng)參量分布，包括溫度和CO質(zhì)量分?jǐn)?shù)。不同的激波強(qiáng)度導(dǎo)致激波層內(nèi)氣體溫度和組分濃度差異明顯。高速條件下，激波層氣體溫度超過7 000 K，在這種高溫條件下化學(xué)反應(yīng)劇烈，CO完全離解，進(jìn)入器周圍主要為CO、O和O。尾流中氣體由于快速膨脹，溫度迅速降低至約2 000 K，此處氣體主要為由上游流至，由于流動(dòng)速度很快，復(fù)合反應(yīng)沒有足夠時(shí)間展開，因此，CO仍維持完全離解狀態(tài)。在尾流中心處，旋渦結(jié)構(gòu)及其上方的剪切結(jié)構(gòu)導(dǎo)致氣體溫度升高至4 000 K左右，此處氣體較少來自上游，而當(dāng)?shù)貧怏w由于缺少激波壓縮，密度較低，化學(xué)反應(yīng)程度較弱，因此CO離解程度相對(duì)稍低。低速條件下，激波層厚度明顯增加，尾流呈現(xiàn)更為明顯的剪切和反射激波，激波層和尾流核心區(qū)內(nèi)的氣體溫度都在1 500 K左右，雖然低空的氣流密度更高，但溫度較低導(dǎo)致CO基本沒有離解，進(jìn)入器周圍主要為CO。

圖8 MPF對(duì)稱面溫度分布Fig.8 Temperature distribution in symmetry plane of MPF

圖9 MPF對(duì)稱面CO2質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布Fig.9 CO2 mass fraction distribution in symmetry plane of MPF

考慮沿駐點(diǎn)線傳播的光線，建立光線追跡網(wǎng)格，獲取相關(guān)流場(chǎng)參數(shù)，如圖10(a)所示，分別為2個(gè)狀態(tài)對(duì)應(yīng)的溫度和組分質(zhì)量分?jǐn)?shù)沿駐點(diǎn)線的變化。對(duì)該光線進(jìn)行輻射特性和輻射傳輸計(jì)算，得到如圖10(b)所示的輻射強(qiáng)度變化，可見隨著光線進(jìn)入激波層并向壁面?zhèn)鞑?，高溫氣體不斷發(fā)射輻射能量，輻射強(qiáng)度逐漸增大，最終傳輸至邊界層，考慮到邊界層內(nèi)氣體溫度較低，對(duì)輻射傳輸?shù)挠绊戄^小。

圖10 流動(dòng)參量和輻射強(qiáng)度沿駐點(diǎn)線變化Fig.10 Variations of flow parameters and radiation intensity along stagnation line

圖11對(duì)比了2個(gè)速度狀態(tài)的駐點(diǎn)總光譜輻射強(qiáng)度，結(jié)果顯示速度為2.1 km/s時(shí)，雖然氣體溫度遠(yuǎn)低于高速條件，但紅外段的輻射強(qiáng)度遠(yuǎn)大于高速條件。速度為6.6 km/s時(shí)，短波光譜有明顯升高，對(duì)輻射產(chǎn)生更大的影響。

圖11 不同速度的駐點(diǎn)光譜輻射強(qiáng)度Fig.11 Spectral radiation intensity at stagnation point for different velocities

圖12為速度6.6 km/s狀態(tài)的駐點(diǎn)光譜輻射強(qiáng)度隨波長(zhǎng)的變化，由于對(duì)CO(4+)的真空紫外輻射尚未完成驗(yàn)證，因此譜帶并未包括真空紫外段。輻射能量主要集中在波長(zhǎng)2.5～3.5 μm和4～6 μm的紅外譜段，由CO和CO疊加形成，O、N等原子和O、N等分子的電子躍遷譜線集中于波長(zhǎng)2 μm以下的短波區(qū)域。

圖12 速度6.6 km/s狀態(tài)駐點(diǎn)光譜輻射強(qiáng)度Fig.12 Spectral radiation intensity at stagnation point under 6.6 km/s

圖13為速度2.1 km/s時(shí)CO和CO產(chǎn)生的駐點(diǎn)光譜輻射強(qiáng)度?？梢姷退贂r(shí)，由于流場(chǎng)內(nèi)組分基本是中等溫度的CO，故輻射基本完全由CO產(chǎn)生，其強(qiáng)度遠(yuǎn)高于其他組分。對(duì)比圖12，高速時(shí)高溫及離解產(chǎn)生的CO成為重要的輻射來源，因此，對(duì)于火星進(jìn)入，高速和低速條件產(chǎn)生的非平衡流動(dòng)及其輻射機(jī)制是完全不同的。

圖13 速度2.1 km/s狀態(tài)駐點(diǎn)光譜輻射強(qiáng)度Fig.13 Spectral radiation intensity at stagnation point under 2.1 km/s

基于流場(chǎng)計(jì)算結(jié)果，在所有網(wǎng)格點(diǎn)進(jìn)行發(fā)射系數(shù)和吸收系數(shù)的計(jì)算，根據(jù)Planck平均公式得到0.2～10 μm光譜范圍內(nèi)的平均吸收系數(shù)，對(duì)稱面分布如圖14所示。吸收系數(shù)分布和流場(chǎng)結(jié)構(gòu)高度相似，發(fā)射較強(qiáng)的區(qū)域一般為高密度且高溫度區(qū)域，例如，高速條件下，吸收系數(shù)較大的區(qū)域?yàn)榧げ▽雍臀擦骷羟袑?，核心區(qū)密度較低，因此吸收系數(shù)也較低。低速條件下激波層內(nèi)的氣體吸收系數(shù)明顯高于其他區(qū)域。

圖15分別為進(jìn)入速度6.6 km/s和2.1 km/s的前體和后體表面輻射熱流()分布。高速時(shí)，前體激波層較薄，雖然氣體溫度很高，但CO完全離解，輻射熱流較低，峰值熱流出現(xiàn)在后體鄰近肩部處，主要來自尾流中大范圍的中高溫氣體。同時(shí)，由于球錐外形的駐點(diǎn)區(qū)激波層較錐體更薄，導(dǎo)致駐點(diǎn)輻射熱流低于錐體。低速時(shí)，CO未離解，氣體輻射主要來自CO的貢獻(xiàn)。激波層和尾流的溫度接近，但尾流密度明顯小于激波層，導(dǎo)致前體輻射熱流高于后體。同樣的，雖然駐點(diǎn)區(qū)與錐體的激波脫體距離差異不如高速時(shí)明顯，但駐點(diǎn)區(qū)輻射熱流仍小于錐體。另外，駐點(diǎn)區(qū)輻射熱流在低速條件下高于高速條件，這與激波管試驗(yàn)的結(jié)論一致。

圖14 對(duì)稱面平均吸收系數(shù)分布Fig.14 Average absorption coefficient distribution in symmetric plane

圖15 前體和后體表面輻射熱流Fig.15 Radiative heating rate on fore and aft surface

4 結(jié) 論

對(duì)典型火星進(jìn)入條件的氣體光譜輻射結(jié)構(gòu)和輻射加熱開展了數(shù)值和試驗(yàn)研究，得到以下結(jié)論：

1) 建立了火星大氣氣體光譜特性模型，計(jì)算結(jié)果與文獻(xiàn)數(shù)據(jù)在光譜結(jié)構(gòu)和輻射強(qiáng)度上均符合較好，驗(yàn)證了數(shù)值模型，CDSD光譜數(shù)據(jù)庫(kù)適用于火星進(jìn)入光譜計(jì)算。

2) 通過激波管地面試驗(yàn)，獲得了不同激波速度的輻射強(qiáng)度測(cè)量結(jié)果，與計(jì)算值和文獻(xiàn)數(shù)據(jù)符合良好，結(jié)果表明火星大氣進(jìn)入速度低于6 km/s時(shí)，氣體輻射隨進(jìn)入速度減小而增大，和地球再入規(guī)律不同。

3) 針對(duì)MPF典型進(jìn)入狀態(tài)，開展了高速和低速進(jìn)入的非平衡流動(dòng)、輻射特性和輻射傳輸模擬。發(fā)現(xiàn)駐點(diǎn)區(qū)輻射熱流小于錐體，低速進(jìn)入的輻射主要由CO形成，高速進(jìn)入的輻射由CO和CO共同主導(dǎo)，低速進(jìn)入的駐點(diǎn)輻射熱流高于高速條件的，高速時(shí)輻射峰值熱流出現(xiàn)在后體的肩部附近，低速時(shí)則出現(xiàn)在前體的錐體，以上規(guī)律可輔助火星進(jìn)入器的熱防護(hù)系統(tǒng)設(shè)計(jì)。