三維等離子體MHD氣動熱環(huán)境數(shù)值模擬

丁明松 , 江濤, 董維中, 高鐵鎖, 劉慶宗

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

三維等離子體MHD氣動熱環(huán)境數(shù)值模擬

丁明松*, 江濤, 董維中, 高鐵鎖, 劉慶宗

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

電磁流動控制技術(shù)是一個多學(xué)科交叉融合的重要研究方向，在高超聲速飛行器氣動特性優(yōu)化、氣動熱環(huán)境減緩、邊界層轉(zhuǎn)捩和等離子體分布等流動控制方面顯示出廣闊的應(yīng)用前景?？紤]高超聲速飛行器繞流流場中發(fā)生的離解、復(fù)合、電離和置換等化學(xué)反應(yīng)，氣體分子振動能激發(fā)以及化學(xué)非平衡效應(yīng)，耦合電磁場作用并基于低磁雷諾數(shù)假設(shè)，通過數(shù)值模擬求解三維非平衡Navier-Stokes流場控制方程和Maxwell電磁場控制方程，建立磁場與三維等離子體流場耦合數(shù)值模擬方法及程序，采用典型算例進(jìn)行考核。在此基礎(chǔ)上，開展不同條件下磁場對再入三維等離子體流場以及氣動熱環(huán)境影響分析。研究表明：建立的高超聲速飛行器的等離子體流場與磁場耦合計(jì)算方法及程序，其數(shù)值模擬結(jié)果與文獻(xiàn)符合，外加磁場使飛行器頭部弓形激波外推，磁場強(qiáng)度越強(qiáng)，激波面外推距離越大；不同磁場強(qiáng)度環(huán)境下，流場中溫度峰值大小略有變化，變化幅度較??；磁場對絕大部分區(qū)域的熱流有減緩作用，作用的大小與飛行高度、馬赫數(shù)以及磁場的配置緊密相關(guān)；當(dāng)前的計(jì)算條件下，飛行的高度越高，磁場的作用越明顯。

MHD； 等離子體； 化學(xué)非平衡； 數(shù)值模擬； 氣動熱環(huán)境

高超聲速飛行器再入大氣層的過程中，速度可高達(dá)5 km/s以上甚至達(dá)到第一、第二宇宙速度，此時與空氣發(fā)生強(qiáng)烈的相互作用，飛行器激波層內(nèi)溫度高達(dá)8 000 K以上[1]，高溫流場中發(fā)生復(fù)雜的物理化學(xué)現(xiàn)象，如離解、復(fù)合、電離和交換等，氣體分子振動能量模態(tài)激活，形成具有弱導(dǎo)電性等離子體鞘套?；诖帕黧w動力學(xué)(MHD)，利用機(jī)載磁場發(fā)生裝置向弱導(dǎo)電性的等離子體鞘套引入適當(dāng)?shù)膭恿亢湍芰繉Ω叱曀亠w行器流場進(jìn)行控制，這種電磁流動控制技術(shù)可以有效改進(jìn)和提高飛行器的氣動特性、通信性能、隱身與突防能力，在高超聲速飛行器氣動力控制、氣動熱環(huán)境減緩、邊界層轉(zhuǎn)捩控制和等離子體電子密度分布調(diào)整等方面顯示出廣闊的應(yīng)用前景。

由于電磁場變化的特征時間和流動的特征時間存在數(shù)量級差別，同時高超聲速飛行器外流場等離子體導(dǎo)電性一般較弱，因此，數(shù)值模擬高超聲速飛行器外流場時常采用“低磁雷諾數(shù)近似”：在電導(dǎo)率較小時，感應(yīng)磁場相對于外加磁場很弱，基本上可以忽略，此時可以假設(shè)外磁場未受流動干擾，舍去電磁交叉項(xiàng)，使方程形式得到簡化。采用低磁雷諾數(shù)MHD方程組，避免了數(shù)值模擬時的奇性和剛性問題，減小了非必要的繁復(fù)計(jì)算，因而計(jì)算效率相對較高。

高溫空氣電導(dǎo)率是高超聲速電磁流動控制數(shù)值模擬最重要的參數(shù)之一。影響混合氣體電導(dǎo)率的因素很多，要得到較為準(zhǔn)確的氣體電導(dǎo)率，依賴于高超聲速流場的準(zhǔn)確模擬,包括混合氣體電離程度、溫度、密度、組分和熱力學(xué)狀態(tài)等參數(shù)的精確模擬。因此，在高超聲速飛行器磁流體數(shù)值模擬時，必須考慮高溫流場中發(fā)生的復(fù)雜物理化學(xué)現(xiàn)象，包括高溫氣體熱化學(xué)反應(yīng)、氣體分子能量模態(tài)激活及其非平衡效應(yīng)，即高溫氣體非平衡效應(yīng)，得到詳細(xì)的流場參數(shù)。

近20年來，隨著人工電離技術(shù)、超導(dǎo)磁體技術(shù)以及計(jì)算機(jī)性能的突飛猛進(jìn)，高超聲速飛行器磁流體控制技術(shù)迎來了新的研究熱潮。2005年，Maccormack[2]考慮低磁雷諾數(shù)近似，對半球圓筒的磁流體高超聲速流動進(jìn)行了數(shù)值模擬；2010年，Lee等[3]采用低磁雷諾數(shù)假設(shè)和高溫氣體凍結(jié)與平衡假設(shè)，數(shù)值模擬了飛行高度60 km、馬赫數(shù)10的半球圓柱流場，分析了磁場強(qiáng)度對流場氣動熱環(huán)境的影響；2011年，Bisek和Poggie[4]考慮低磁雷諾數(shù)假設(shè)，利用燒蝕引入“種子”(假設(shè)它不參加化學(xué)反應(yīng)，只提高氣體電導(dǎo)率)，數(shù)值模擬了帶尾舵鈍頭橢圓錐體馬赫數(shù)Ma=8和10的高超聲速流場，分析了外磁場對鈍頭、尾舵前緣熱流的影響；2012年，Chernyshev等[5]采用兩溫度模型，將等離子體分為電子、原子和離子3種成分，考慮高溫氣體非平衡效應(yīng)和低磁雷諾數(shù)近似，分析了磁場對尖錐柱體斜激波的干擾；2013年，F(xiàn)ujino和Ishikawa[6]考慮高溫氣體效應(yīng)，數(shù)值模擬了沿再入軌道的二維大鈍頭低磁雷諾數(shù)磁流體流動；2015年，Takahashi等[7]數(shù)值模擬了火星大氣二維軸對稱球錐低磁雷諾MHD流動，發(fā)現(xiàn)通過電磁流動控制技術(shù)可以有效減速，降低熱流；2015年，Masuda等[8]考慮高溫空氣化學(xué)反應(yīng)，對三維球錐外形低磁雷諾數(shù)MHD進(jìn)行了數(shù)值模擬，發(fā)現(xiàn)傾斜磁場或者非零迎角情況下，磁場控制會引入側(cè)向力。

國內(nèi)的MHD研究早期多集中于冶金和宇宙物理學(xué)領(lǐng)域，高超聲速飛行器電磁流體控制研究起步較晚。2005年，赫新等[9]采用無波動、無自由參數(shù)的耗散(Non-oscillatory,containing No free parameters and Dissipative, NND)格式，數(shù)值模擬了理想磁流體一維MHD激波管流動和二維噴管MHD流動；2007年，潘勇[10]采用非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格對二維理想MHD繞流逆風(fēng)格式解法進(jìn)行了研究；2013年，孫曉輝[11]采用Euler方程，考慮化學(xué)反應(yīng)，開展了新型沖壓推進(jìn)系統(tǒng)的波系結(jié)構(gòu)及其電磁流動控制的研究；2014年，張洪量[12]考慮低磁雷諾數(shù)假設(shè)和電子束誘導(dǎo)電離，發(fā)現(xiàn)MHD控制能有效提高飛行器的飛行性能。

可以看出，在高超聲速飛行器外場的磁流動控制研究方面，國外很重要的一個發(fā)展趨勢是：在低磁雷諾數(shù)假設(shè)下，考慮高溫氣體熱化學(xué)非平衡效應(yīng)，研究不同磁場配置條件(如磁場類別、強(qiáng)度、方向等)對各種外形高超聲速飛行器流動的影響規(guī)律，達(dá)到飛行器氣動特性控制的目的。但這些研究大多較為零散，系統(tǒng)地分析磁場強(qiáng)度、飛行高度以及飛行速度等因素對高超聲速飛行器外場磁流體控制影響規(guī)律的研究較少。而國內(nèi)高超聲速飛行器外場的磁流體控制研究，數(shù)值模擬多以二維或簡化氣體模型(如理想氣體、平衡氣體等)為主，考慮高溫氣體非平衡效應(yīng)的三維磁流體控制研究并不多見。

筆者所在團(tuán)隊(duì)對高超聲速飛行器非平衡流場進(jìn)行了較為廣泛的研究[13-17]。本文在此基礎(chǔ)上，耦合考慮高超聲速飛行器高溫氣體非平衡效應(yīng)與電磁場效應(yīng)，建立三維低磁雷諾數(shù)化學(xué)非平衡MHD數(shù)值模擬方法和程序，開展高超聲速等離子體流場與電磁場耦合效應(yīng)研究，較為系統(tǒng)地分析不同磁場強(qiáng)度、飛行高度以及飛行速度條件下磁場對再入三維等離子體流場以及氣動熱環(huán)境的影響。

1 數(shù)值計(jì)算方法

在飛行器實(shí)際的飛行外場中，流體介質(zhì)一般符合低電導(dǎo)率特征(電導(dǎo)率最大值σmax一般為102S/m 量級)，通常滿足低磁雷諾數(shù)(Rem?1)假設(shè)[18]。此時，感應(yīng)磁場相對于外磁場基本可以忽略，控制方程與常規(guī)流體力學(xué)控制方程類似。右端出現(xiàn)電磁源項(xiàng)WMHD，無量綱形式為

(1)

理想氣體守恒變量為

Q=[ρρuρvρwρEt]T

非平衡氣體守恒變量為

Q=[ρjρρuρvρwρEt]T

式中：ρ為氣體密度；ρj為氣體組分j的密度；u、v、w為直角坐標(biāo)系3個方向速度；Et為氣體總能；Re為雷諾數(shù)；F、G、H和Fv、Gv、Hv分別為3個方向的無黏通量和黏性通量；W為非平衡源項(xiàng)；理想氣體電磁源項(xiàng)WMHD表達(dá)式為

WMHD=Qm·[0 (J×Β)x(J×B)y(J×B)zJ·E]T

(2)

其中：J為電流密度；B為磁感應(yīng)強(qiáng)度；E為電場強(qiáng)度；Qm為磁相互作用數(shù)。

采用有限差分方法對式(1)進(jìn)行數(shù)值離散，無黏項(xiàng)采用AUSMPW+/TVD格式離散，黏性項(xiàng)采用中心差分格式離散，時間格式為LU-SGS隱式格式?；旌蠚怏w黏性系數(shù)和熱傳導(dǎo)系數(shù)由Wilke半經(jīng)驗(yàn)公式計(jì)算，輸運(yùn)系數(shù)采用Blotter曲線擬合公式和Eucken關(guān)系公式計(jì)算，擴(kuò)散系數(shù)由等效二元擴(kuò)散模型計(jì)算，具體參數(shù)及方法見文獻(xiàn)[13-17]。

2 物理化學(xué)模型

2.1 化學(xué)反應(yīng)模型

數(shù)值模擬多組分電離空氣，采用Dunn-Kang模型數(shù)值模擬高溫空氣電離流動，具體化學(xué)反應(yīng)見表1。

表1 Dunn-Kang模型Table 1 Dunn-Kang model

注：H1=N,NO；H2=O,NO,O2；H3=O2，N2；H4=O,N,NO。

化學(xué)反應(yīng)式的通式可寫為

(3)

(4)

其中：kfi與kbi分別為第i反應(yīng)正向與逆向反應(yīng)速率常數(shù)；Mj為第j組分分子量。化學(xué)模型中所有反應(yīng)產(chǎn)生的第j組分生成源項(xiàng)為

(5)

2.2 電動力學(xué)模型

根據(jù)等離子體電中性假設(shè)，電流密度滿足如下電流連續(xù)性方程：

(6)

J由廣義歐姆定律給出：

(7)

(8)

耦合式(1)，數(shù)值求解式(8)得到電勢函數(shù)φ和電場E，再由式(7)得到電流密度J。

3 計(jì)算方法驗(yàn)證

3.1 三維等離子體流場數(shù)值模擬

等離子體的電導(dǎo)率是磁流體數(shù)值模擬最重要的參數(shù)之一，它有賴于高溫流場參數(shù)(尤其是氣體電離程度)的精確獲得。因此，在高超聲速M(fèi)HD數(shù)值模擬過程中，高溫非平衡流場等離子體分布的準(zhǔn)確模擬是關(guān)鍵。為考核非平衡流場等離子體分布數(shù)值模擬的準(zhǔn)確性，本文以RAM-C鈍錐外形作為研究對象，該外形有電子數(shù)密度飛行試驗(yàn)結(jié)果[20-21]。

RAM-C鈍錐外形的球頭半徑Rn=0.152 4 m，全長1.295 m，半錐角為9°。計(jì)算條件為：速度U∞=7 650.0 m/s，高度H=61，71，81 km。壁面溫度設(shè)為1 500 K，飛行迎角為0°?？紤]高溫氣體非平衡效應(yīng)，高溫空氣化學(xué)反應(yīng)模型采用Dunn-Kang模型，壁面采用完全非催化(NCW)和完全催化(FCW)壁面條件。

圖1為飛行高度H=61 km時RAM-C鈍錐外形流場電子數(shù)密度。可以看出，頭部駐點(diǎn)區(qū)域電子數(shù)密度較高(電離程度較高)，等離子體沿流動方向向下游擴(kuò)展，形成等離子鞘套。圖2進(jìn)一步給出了RAM-C鈍錐外形的X軸向電子數(shù)密度峰值?？梢钥闯觯河?jì)算得到的電子數(shù)密度分布與飛行試驗(yàn)數(shù)據(jù)符合較好，這說明本文的計(jì)算方法可以準(zhǔn)確模擬RAM-C鈍錐外形飛行器的化學(xué)非平衡流動，能為分析等離子體流動與電磁場耦合效應(yīng)提供可信度高的流場參數(shù)。此外，完全非催化條件下計(jì)算得到的電子數(shù)密度峰值高于完全催化壁面下的計(jì)算結(jié)果。

圖1 流場電子數(shù)密度云圖(H=61 km) Fig.1 Density contours of flow field electron number at H=61 km

圖2 RAM-C鈍錐外形電子數(shù)密度峰值Fig.2 Peak electron number density over RAM-C blunt cone shape

由于在同等條件下，氣體電離程度越高，等離子體電導(dǎo)率越大，電磁作用越強(qiáng)。因此，高超聲速飛行器磁流體控制設(shè)計(jì)時，可以利用飛行器頭部繞流氣體電離度高的特點(diǎn)，將機(jī)載磁場設(shè)置在頭部，并選取催化速率較低的表面材料，以獲得較好的磁場作用效果。

3.2 MHD數(shù)值模擬

采用二維鈍錐，頭部半徑為Rn=0.09 m，半錐角為15°，長度為L=0.122 4 m；計(jì)算狀態(tài)為H=40 km，來流溫度T∞=250.35 K，來流馬赫數(shù)Ma∞=15，壁面溫度Tw=800 K。外加磁偶極子磁場，模擬實(shí)際應(yīng)用的螺線管磁場：

(9)

式中:(r,θ)為極坐標(biāo)單位矢量，r和θ分別為對應(yīng)的標(biāo)量，偶極子中心位于坐標(biāo)原點(diǎn)，即二維鈍錐頭部圓心;B0為極軸上距離偶極子中心r0處的磁感應(yīng)強(qiáng)度，B0=2.0 T,r0=0.09 m?？紤]兩種不同方向的磁偶極子配置：位于坐標(biāo)原點(diǎn)指向X軸負(fù)向的偶極子，記為M1；位于坐標(biāo)原點(diǎn)指向Y軸正向的偶極子，記為M2。為了對比分析，采用與文獻(xiàn)[19]相同的處理方法：近似認(rèn)為該條件下的流動處于熱化學(xué)平衡狀態(tài)；考慮理想磁流體，由近似電離模型給出所需的流場電子摩爾分?jǐn)?shù)：

(10)

式中:ε=10-9；T0=3 000 K；D=3 000 K；X0=0.002；tanh為雙曲正切函數(shù)。

圖3(a)和圖3(b)為磁場矢量和磁場強(qiáng)度圖，上部為M1配置，下部為M2配置。圖3(c)和圖3(d)給出了有無磁場配置的流場電子摩爾分?jǐn)?shù)，上部為無磁場配置，下部為有磁場配置?？梢钥闯?，附加磁場后，激波的脫體距離加寬，電子摩爾分?jǐn)?shù)較高區(qū)域顯著增大。

圖4(a)為流向表面熱流Q分布，S為表面弧長?？梢钥闯觯?種磁場配置條件，本文均與文獻(xiàn)[19]結(jié)果符合較好。雖然兩種外磁場的大小相同，即能量和重量負(fù)載相當(dāng)，但配置M2的熱流比無磁場下降了約40%，而配置M1只下降了約25%。說明在熱流控制方面，配置M2優(yōu)于M1。圖4(b)進(jìn)一步給出兩種磁場配置(上部為M1，下部為M2)洛倫茲力矢量圖(背景為壓力云圖，黑色線條為洛倫茲力矢量)。由圖可以看出：洛倫茲力作用范圍集中在頭部激波以內(nèi)，絕大部分區(qū)域洛倫茲力作用方向與來流方向相反，這種反向作用力使激波脫體增加；兩種磁場配置，洛倫茲力差別很大。駐點(diǎn)附近，M1配置條件下，洛倫茲力方向幾乎與物面平行，M2配置條件下，洛倫茲力為遠(yuǎn)離壁面方向，因此，M2配置條件下駐點(diǎn)壓力較低，熱流下降幅度大。在頭部和身部結(jié)合處靠近頭部區(qū)域，M1配置條件下，洛倫茲力為遠(yuǎn)離壁面方向，M2配置條件下，洛倫茲力幾乎與物面平行，因此，這一區(qū)域，M1配置條件下，壓力較低，熱流下降幅度大。

圖3 磁場分布和流場電子摩爾分?jǐn)?shù)云圖Fig.3 Magnetic field distribution and flow field electron molar fraction contours

圖4 表面熱流分布和流場洛倫茲力矢量Fig.4 Surface heat flux distribution and Lorentz vector of flow field

4 RAM-C外形算例分析

采用3.1節(jié)給出的RAM-C鈍錐外形，高度H=81, 71, 61, 51 km，Ma∞=12～25，壁面溫度Tw=1 500 K。

外磁場由螺線管生成，其分布方式與3.2節(jié)類似，此時r0=0.152 4 m。磁偶極子方向指向直角坐標(biāo)X軸負(fù)方向，偶極子中心點(diǎn)為坐標(biāo)系原點(diǎn)，即RAM-C頭部球心,B0=0～2.0 T。

圖5 電導(dǎo)率、感應(yīng)電流強(qiáng)度和電子數(shù)密度云圖(H=61 km, NCW) Fig.5 Density contour of conductivity, current and electron number (H=61 km, NCW)

圖6進(jìn)一步給出了H=61,71 km下不同磁場強(qiáng)度配置頭部駐點(diǎn)線溫度分布。由圖可以看出，磁場變化，溫度峰值略有變化，但變化幅值不大；磁感應(yīng)強(qiáng)度越大，激波面外推距離越大。這與文獻(xiàn)[22]結(jié)果(圖6(c)為文獻(xiàn)[22]給出的溫度分布圖，其計(jì)算條件與本文不同，實(shí)線和虛線分別對應(yīng)不同模型尺寸，X為離開駐點(diǎn)的軸向距離，Rs為頭部半徑，U∞為來流速度)有較大相似之處。值得關(guān)注的是，B0=1.0 T時，H=61 km激波脫體距離增加到無磁場時的2倍左右，而H=71 km 激波脫體距離增加到無磁場時的5倍以上。這說明，同等磁場條件下，飛行高度越高，磁場對流場影響越明顯。

圖6 不同磁場強(qiáng)度駐點(diǎn)線溫度分布(U∞=7 650.0 m/s)Fig.6 Temperature distribution along stagnation line in different extra magnetic fields (U∞=7 650.0 m/s)

圖7給出不同飛行高度、不同磁場強(qiáng)度條件下表面熱流沿軸向分布。可見，在壁面大部分區(qū)域，熱流隨著外加磁場強(qiáng)度增大而減??；同一飛行高度，磁場越大，對熱流的影響越大；不同飛行高度，同等磁場條件下，飛行高度越高，磁場作用越明顯，這個結(jié)論是否具有普遍性，還需要在以后的研究中進(jìn)一步分析給出。無磁場時，熱流沿軸線平滑下降；附加磁場后，熱流曲線沿軸向出現(xiàn)起伏，磁場較大時，在X=0 m附近，熱流出現(xiàn)低谷，隨后出現(xiàn)第2個熱流峰值；磁場越大，起伏幅度越大，在H=51和61 km外加磁場較大時，表面部分區(qū)域熱流甚至比無磁場還要高。究其原因，可能是這一區(qū)域在較強(qiáng)磁場作用下，洛侖茲力使高溫氣流附著造成的。

圖7 不同條件表面熱流軸向分布(U∞=7 650.0 m/s) Fig.7 Surface heat flux axial distribution under different conditions (U∞=7 650.0 m/s)

圖8給出了H=61 km時壓力云圖，上部為有磁場，下部為無磁場，圖中黑弧線為磁矢量?？梢钥闯?，在較強(qiáng)磁場作用下，在頭錐結(jié)合處下游之后，出現(xiàn)一個壓力升高區(qū)域，該區(qū)域洛侖茲力如圖中F所示。

圖9(a)給出了同一飛行速度、不同飛行高度有/無磁場作用飛行器駐點(diǎn)熱流及其差量。可以看出：磁場作用使駐點(diǎn)熱流下降，飛行高度越高，下降幅度越大；飛行高度H=51～81 km，駐點(diǎn)熱流下降幅度由3.4%升至63%。圖9(b)給出了同一飛行速度、不同磁場強(qiáng)度下的飛行器駐點(diǎn)熱流、頭身結(jié)合處(X=0 m)處熱流以及錐身(X≥0 m)熱流峰值。可以看出：磁場增強(qiáng)，熱流呈下降趨勢；磁場增大到一定程度后，駐點(diǎn)熱流下降幅度減小(B0=0.8，0.9，1.0 T時駐點(diǎn)熱流變化幅度很小)；磁場較小時，錐身處熱流起伏不大，峰值熱流在X=0 m處取得；當(dāng)磁場B0≥0.5 T時，X=0 m 處出現(xiàn)熱流低谷，第2個峰值熱流在錐身中部取得(X=0.1 m附近)。圖9(c)給出了同一飛行高度、不同飛行速度有/無磁場作用飛行器駐點(diǎn)熱流及其差量?？梢钥闯觯簾o磁場時，駐點(diǎn)熱流隨馬赫數(shù)Ma∞上升明顯升高；附加1.0 T磁場，駐點(diǎn)熱流呈下降趨勢，隨馬赫數(shù)升高，下降幅度先增大后減小(Ma∞≤15時，駐點(diǎn)熱流基本與無磁場時重合；Ma∞=17～22時，駐點(diǎn)熱流基本保持在370 kW/m2左右，不隨馬赫數(shù)變化；Ma∞>22時，駐點(diǎn)熱流隨馬赫數(shù)上升而上升)，最大下降幅度接近60%。

圖8 壓力云圖(H=61 km)Fig.8 Pressure contours (H=61 km)

圖9 不同條件下表面熱流分布 Fig.9 Surface heat flux distribution under different conditions

5 結(jié) 論

1) 本文考慮高溫空氣化學(xué)反應(yīng)、分子能量模態(tài)激活以及流動中的非平衡效應(yīng)，建立了低磁雷諾數(shù)三維非平衡MHD數(shù)值模擬方法及程序，不僅可以模擬高超聲速飛行器理想氣體磁流體流動，而且可以模擬高溫非平衡氣體磁流體流動。

2) 飛行器高溫氣體等離子體流場模擬結(jié)果與飛行試驗(yàn)符合良好，可為MHD數(shù)值模擬提供較為準(zhǔn)確的流場參數(shù)；高超聲速飛行器的等離子體流場與磁場耦合數(shù)值模擬結(jié)果表明，氣動熱環(huán)境結(jié)果與文獻(xiàn)符合，可信度高。

3) 對不同飛行高度、不同馬赫數(shù)、不同磁場感應(yīng)強(qiáng)度配置的高超聲速磁流體氣動熱環(huán)境，進(jìn)行了數(shù)值模擬?？梢钥闯觯捍艌鍪癸w行器頭部弓形激波外推，磁場強(qiáng)度越強(qiáng)，激波面外推距離越大；不同磁場強(qiáng)度，溫度峰值大小略有變化，變化幅度較?。淮艌鰧^大部分區(qū)域的熱流有減緩作用(部分條件下，局部熱流反而增大)，作用的大小與飛行高度、馬赫數(shù)以及磁場的配置緊密相關(guān)；當(dāng)前的計(jì)算條件下，飛行的高度越高，磁場的作用越明顯。

本文建立的低磁雷諾數(shù)三維非平衡MHD數(shù)值模擬方法及程序，運(yùn)用了消息通訊MPI并行技術(shù)，不僅可以模擬三維鈍錐外形飛行器高超聲速磁流體流動，而且可以用于各種復(fù)雜外形飛行器磁流體并行數(shù)值計(jì)算。由于高溫等離子體流場和電磁場的耦合效應(yīng)，不僅受磁場配置(磁場類型、磁感強(qiáng)度、配置方向等)影響，而且與影響飛行器高溫非平衡效應(yīng)的各種因素(飛行速度、高度、邊界、飛行器幾何類型、尺寸等)直接相關(guān)。因此，在下一步的研究工作中，可以針對這些方面，展開更加細(xì)致、深入的研究。

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(責(zé)任編輯： 李明敏)

URL：www.cnki.net/kcms/detail/11.1929.V.20170217.1121.002.html

*Correspondingauthor.E-mail:dingms2008@qq.com

Numericalsimulationof3DplasmaMHDaero-thermalenvironment

DINGMingsong*,JIANGTao,DONGWeizhong,GAOTiesuo,LIUQingzong

ComputationalAerodynamicsInstitute,ChinaAerodynamicsResearchandDevelopmentCenter,Mianyang621000,China

Electromagneticflowcontroltechnique,asignificantmultidisciplinaryintersectingdirection,showswideapplicationprospectsinaerodynamiccharacteristicsoptimization,aerodynamicthermalenvironmentmitigation,boundarylayertransitionandplasmadistributionforflowcontroloverhypersonicvehicle.Inthispaper,chemicalreactions,molecularvibrationexcitationandchemicalnon-equilibriumeffectsareconsideredintheflowfieldofhypersonicvehicle,coupledwithelectromagneticfieldeffectandwiththeassumptionoflowmagneticReynoldsnumber.Bysolving3Dchemicalnon-equilibriumNavier-StokesequationsandMaxwellequations,numericalsimulationmethodandthecorrespondingcomputationalcodesaredevelopedforextramagneticfieldcoupledwithreentryplasmaflow,andarevalidatedbynumericallycalculatingtwotypicalexamples.Thesesimulationresultsareinagreementwiththoseinliteratures.Onthisbasis,theinfluenceofextramagneticfieldon3Dplasmaflowsandaero-thermalenvironmentunderdifferentflightconditionsisstudied.Theresultsshowthatextramagneticfieldcanobviouslychangethestandoffdistanceofshockwaveandreducethesurfaceheatfluxinmostsurfaceregions.Itisfoundthatthegreaterthemagneticfieldstrengthis,themoreobviousthemodificationeffectis.Theinfluencedegreeisrelevanttothefactorsofflightaltitude,velocityandextramagneticfieldconfiguration.Undercurrentcalculationconditions,theinfluencedegreeismoreobviouswhentheflightaltitudeishigher.

MHD;plasma;chemicalnon-equilibrium;numericalsimulation;aero-thermalenvironment

2016-12-06；Revised2016-12-30；Accepted2017-01-29；Publishedonline2017-02-171121

2016-12-06；退修日期2016-12-30；錄用日期2017-01-29； < class="emphasis_bold">網(wǎng)絡(luò)出版時間

時間：2017-02-171121

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.E-maildingms2008@qq.com

丁明松， 江濤， 董維中， 等. 三維等離子體MHD氣動熱環(huán)境數(shù)值模擬J. 航空學(xué)報(bào)，2017,38(8):121030.DINGMS,JIANGT,DONGWZ,etal.Numericalsimulationof3DplasmaMHDaero-thermalenvironmentJ.ActaAeronauticaetAstronauticaSinica，2017,38(8):121030.

http://hkxb.buaa.edu.cnhkxb@buaa.edu.cn

10.7527/S1000-6893.2017.121030

V411.3； O354.7

A

1000-6893(2017)08-121030-10