葛明明，曾明，王東方，柳軍

(國防科學(xué)技術(shù)大學(xué)航天科學(xué)與工程學(xué)院，湖南長(zhǎng)沙410073)

存在燒蝕的高超聲速壓縮拐角流動(dòng)數(shù)值研究

葛明明，曾明*，王東方，柳軍

(國防科學(xué)技術(shù)大學(xué)航天科學(xué)與工程學(xué)院，湖南長(zhǎng)沙410073)

耦合求解熱化學(xué)非平衡流控制方程和燒蝕壁面邊界條件，進(jìn)行存在石墨燒蝕的壓縮拐角流場(chǎng)數(shù)值模擬。流場(chǎng)化學(xué)反應(yīng)采用16組元(N2，O2，NO，N，O，NO+，N2+，O+，N+，CO，CO2，C，C2，C3，CN，e－)29個(gè)反應(yīng)的非平衡模型，熱力非平衡的雙溫度模型下，不同反應(yīng)采用不同控制溫度。石墨材料表面反應(yīng)包括碳的氧化反應(yīng)、碳催化的O原子復(fù)合反應(yīng)和碳的升華反應(yīng)。對(duì)15°、18°、24°壓縮拐角模型，在自由流Ma=10～30，總焓值6～55 MJ/kg范圍，分別進(jìn)行無燒蝕的壁面催化與非催化條件和石墨燒蝕條件下的流場(chǎng)計(jì)算，分析各類條件下的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)、流動(dòng)分離特性以及流場(chǎng)熱化學(xué)參數(shù)分布特點(diǎn)，研究壁面條件對(duì)流動(dòng)特性的影響。結(jié)果表明:流動(dòng)分離可能性和分離區(qū)范圍隨著壓縮拐角斜面傾角增大而增大，隨來流馬赫數(shù)增大而減小;相對(duì)于低壁溫條件，無燒蝕的輻射平衡壁溫和壁面燒蝕條件下流動(dòng)分離區(qū)增大，斜面上壓力、摩阻和熱流峰值點(diǎn)也有所后移。

高超聲速非平衡流;壓縮拐角流動(dòng);燒蝕;數(shù)值模擬

0 引言

高超聲速飛行器以7 km/s以上的速度再入大氣層時(shí)，遭受強(qiáng)烈的氣動(dòng)加熱，飛行器物面輻射平衡溫度高達(dá)2 000K以上，無法使內(nèi)部裝置正常工作。為此再入飛行器表面多采用燒蝕材料并通過高溫氣體與物面材料發(fā)生的氣固熱化學(xué)反應(yīng)和質(zhì)量交換，吸收大部分氣動(dòng)加熱能量，使飛行器內(nèi)壁保持允許的溫度［1］。燒蝕產(chǎn)物引射到氣體邊界層中，影響到流場(chǎng)的化學(xué)反應(yīng)和熱力學(xué)特性，并進(jìn)一步影響飛行器的光電特性。關(guān)于戰(zhàn)略彈頭等鈍頭體燒蝕流場(chǎng)特性，國內(nèi)外已開展了大量深入的工作［2-8］，取得了富有成效的結(jié)果。本文在前人研究基礎(chǔ)上，將燒蝕流場(chǎng)的研究擴(kuò)充到其他高超聲速飛行器外形或部件模型。

對(duì)再入飛行器和吸氣式高超飛行器而言，控制面和發(fā)動(dòng)機(jī)進(jìn)氣道區(qū)域的流場(chǎng)是需要重點(diǎn)研究的，因?yàn)樵谶@些區(qū)域很容易發(fā)生激波/邊界層干擾，影響控制面的效率和發(fā)動(dòng)機(jī)的性能［9］。這些區(qū)域的流動(dòng)可以簡(jiǎn)化為平板后接壓縮面的壓縮拐角流動(dòng)。平板邊界層從平板區(qū)逐漸發(fā)展，在拐角前會(huì)受到壓縮面產(chǎn)生的斜激波的干擾。如果該斜激波足夠強(qiáng)，邊界層會(huì)發(fā)生分離，并在拐角區(qū)域形成回流區(qū)。分離使邊界層變厚且壓縮來流，產(chǎn)生分離激波。在再附點(diǎn)附近，氣流受到壓縮面壓縮產(chǎn)生一系列壓縮波，這些壓縮波匯聚成一道激波，和分離激波相互作用，影響到壓縮面壁面特性。在高焓來流條件下，高溫氣體效應(yīng)將會(huì)對(duì)流場(chǎng)中的波系和分離區(qū)產(chǎn)生影響［9］。本文重點(diǎn)研究存在燒蝕的壓縮拐角流動(dòng)特性。在自由流Ma=10～30，總焓值6～55 MJ/kg范圍，對(duì)15°、18°、24°壓縮拐角模型，分別進(jìn)行無燒蝕的壁面催化與非催化條件和石墨燒蝕條件下的流場(chǎng)計(jì)算，分析各類條件下壓縮拐角的流場(chǎng)特性和壁面條件的影響。

1 熱化學(xué)模型

石墨材料表面上發(fā)生的反應(yīng)主要有碳的氧化反應(yīng)，碳催化的O原子復(fù)合反應(yīng)和碳的升華反應(yīng)(生成C，C2，C3)，具體反應(yīng)式和速率常數(shù)確定詳見文獻(xiàn)［3］。據(jù)此可以得到表面反應(yīng)生成的各組元凈質(zhì)量流率。

對(duì)存在石墨燒蝕的高溫空氣流場(chǎng)計(jì)算時(shí)，考慮16個(gè)組元，29個(gè)化學(xué)反應(yīng)，詳見表1。反應(yīng)式中，催化物M1、M2、M3、M4、M5、M6為各反應(yīng)的催化物，就是流場(chǎng)中的某些組元。對(duì)反應(yīng)1～反應(yīng)21，速率系數(shù)采用文獻(xiàn)［10］給出的方法，其余反應(yīng)采用文獻(xiàn)［11］的方法計(jì)算。

表1 流場(chǎng)化學(xué)反應(yīng)Table 1 Chem ical reactions in the flow field

熱力非平衡條件下，系統(tǒng)有兩個(gè)溫度，平動(dòng)/轉(zhuǎn)動(dòng)溫度T和振動(dòng)溫度Tv，振動(dòng)松弛時(shí)間采用Park修正的Millikan和White振動(dòng)松弛模型計(jì)算。雙溫度近似下，不同的反應(yīng)采用不同的控制溫度。氣體熱力學(xué)特性和輸運(yùn)特性的計(jì)算方法詳見文獻(xiàn)［10］。

2 流動(dòng)控制方程與壁面邊界條件

2.1 控制方程與計(jì)算方法

控制方程為時(shí)間相關(guān)的二維非平衡流N-S方程，求流場(chǎng)的定常解。無粘通量項(xiàng)采用AUSMPW+格式［12］離散，粘性項(xiàng)采用中心差分離散。流體力學(xué)方程和熱化學(xué)動(dòng)力學(xué)方程耦合求解時(shí)，采用全耦合隱式處理無粘通量項(xiàng)和源項(xiàng)，隱式處理方法為L(zhǎng)U-SGS方法［13］?？刂品匠膛c求解的詳細(xì)內(nèi)容參見文獻(xiàn)［14］。

2.2 燒蝕壁面邊界條件與求解

壁面處s組元的質(zhì)量平衡關(guān)系為

采用等離子體準(zhǔn)中性假設(shè)后，可不含電子的質(zhì)量平衡關(guān)系，式(1)共有15個(gè)方程。式中n為壁面單位法矢量，為由碳化表面反應(yīng)產(chǎn)生的s組元的凈質(zhì)量流率，除組元O2、O、CO、C、C2、C3外，對(duì)其他組元為零。為壁面處總的質(zhì)量流率，是表面反應(yīng)產(chǎn)生的所有組元質(zhì)量流率之和。

壁面的能量平衡關(guān)系為

存在壁面質(zhì)量引射時(shí)，壁面法向速度由總質(zhì)量流率確定

上述方程中出現(xiàn)的壁面密度根據(jù)混合氣體的狀態(tài)方程確定，而壁面壓力根據(jù)法向壓力梯度為零確定。

聯(lián)立求解各組元的壁面質(zhì)量平衡關(guān)系式和壁面能量平衡關(guān)系式共16個(gè)非線性方程，即可確定壁面處的各組元質(zhì)量分?jǐn)?shù)和壁面溫度。為求解方便，也可先假定壁溫，求解質(zhì)量平衡關(guān)系得到質(zhì)量分?jǐn)?shù)后再通過能量平衡關(guān)系式求解溫度，之后進(jìn)行迭代。非線性方程組的求解可采用牛頓迭代法。

另外，為對(duì)比分析壁面條件對(duì)流場(chǎng)特性的影響，本文還進(jìn)行了三種無燒蝕壁面條件下的流場(chǎng)計(jì)算，分別是:等壁溫(300K)的全催化和非催化條件，輻射平衡壁溫的非催化條件。全催化壁面處質(zhì)量分?jǐn)?shù)為當(dāng)?shù)販囟葔毫ο碌钠胶庵?，非催化壁面處組元質(zhì)量分?jǐn)?shù)根據(jù)梯度為零確定。輻射平衡壁溫根據(jù)能量平衡關(guān)系－qw=εσTw4確定。無燒蝕時(shí)壁面處速度為零。

3 計(jì)算結(jié)果與分析

3.1 計(jì)算程序的驗(yàn)證

作為對(duì)本文計(jì)算程序模擬存在激波/邊界層干擾和流動(dòng)分離的高超聲速流場(chǎng)有效性的驗(yàn)證，作者曾對(duì)Holden［15］在Calspan 48-inch的激波風(fēng)洞實(shí)驗(yàn)條件下的二維壓縮拐角流場(chǎng)進(jìn)行了計(jì)算。風(fēng)洞自由流馬赫數(shù)14.1、溫度89K、密度5.27×10－4kg/m3，計(jì)算得到的壓縮拐角壁面壓強(qiáng)和熱流分布與文獻(xiàn)［16］給出的實(shí)驗(yàn)測(cè)量結(jié)果和計(jì)算結(jié)果一致，結(jié)果對(duì)比圖詳見文獻(xiàn)［17］。作為對(duì)本文含燒蝕非平衡流場(chǎng)計(jì)算程序的驗(yàn)證，曾對(duì)再入條件(飛行速度10 km/s、高度65 km)下的球頭石墨燒蝕流場(chǎng)進(jìn)行計(jì)算，所得壁面熱流等結(jié)果與文獻(xiàn)［3］的計(jì)算結(jié)果一致性也較好，結(jié)果對(duì)比圖詳見文獻(xiàn)［8］。

3.2 算例條件與計(jì)算網(wǎng)格

取上述的Holden在激波風(fēng)洞中開展實(shí)驗(yàn)的二維壓縮拐角實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ?模型總長(zhǎng)0.6096 m，其中前段平板長(zhǎng)0.3048m;模型寬0.6096 m)。自由流密度設(shè)為風(fēng)洞條件(5.27×10－4kg/m3)，但自由流溫度設(shè)為300K，以體現(xiàn)高超聲速流場(chǎng)的高溫效應(yīng)。在斜面傾角為15°、18°、24°三種情況下，分別計(jì)算了馬赫數(shù)為10、14、20、30時(shí)的石墨燒蝕流場(chǎng)。作為對(duì)比，還進(jìn)行了無燒蝕流場(chǎng)的計(jì)算，壁面分別設(shè)定為壁溫300 K條件下的全催化壁、非催化壁、非催化輻射平衡壁溫。

采用131×81(流向×法向)的網(wǎng)格。流向方向上，在頭部、拐角處、壓力峰值處均進(jìn)行了加密。法向方向在壁面處進(jìn)行了加密，第一層網(wǎng)格高度為6.096 ×10-5m，法向外邊界與平板前緣產(chǎn)生的激波大致平行。具體網(wǎng)格布置如圖1，圖中網(wǎng)格進(jìn)行了稀疏顯示處理。

圖1 計(jì)算網(wǎng)格Fig.1 Computational mesh

3.3 流場(chǎng)結(jié)構(gòu)特點(diǎn)分析

高超聲速壓縮拐角流場(chǎng)中的波系結(jié)構(gòu)如圖2［17］。該圖基于馬赫數(shù)7.7條件下24°壓縮拐角流場(chǎng)的壓力等值線繪制。該條件下流動(dòng)發(fā)生了分離，流場(chǎng)中除前緣激波和主激波外，還有較強(qiáng)的分離激波和再附激波。對(duì)未發(fā)生流動(dòng)分離的情況，在拐角處前方，氣流經(jīng)過前緣激波后參數(shù)也已不均勻，斜面壓縮在此產(chǎn)生的激波不再是斜激波，而是有一定的彎曲，且強(qiáng)度弱于主激波。這一段彎曲激波與流動(dòng)分離時(shí)的再附激波作用類似，本文也將其命名為“再附激波”，方便后面的統(tǒng)一分析。前緣激波、分離激波、再附激波都可能穿透主激波或和主激波相交、融合，造成相交融合點(diǎn)附近的壓力溫度升高并引起峰值熱流的急劇升高。具體的波系結(jié)構(gòu)除了與自由流條件和壓縮面角度有關(guān)，與拐角處平板的邊界層狀態(tài)也密切相關(guān)。

圖2 壓縮拐角流場(chǎng)結(jié)構(gòu)示意圖(24°拐角，Ma=7.7)［9］Fig.2 Flow field structure of a 24°com pression corner at Ma=7.7

本文諸自由流條件下，15°壓縮拐角流動(dòng)均未出現(xiàn)分離，18°壓縮拐角流動(dòng)僅Ma=10的燒蝕條件下有輕微分離，24°壓縮拐角流動(dòng)在Ma=30時(shí)無分離，在其它較小Ma均出現(xiàn)明顯分離。這里以24°壓縮拐角、Ma=14算例為代表，在圖3中給出了全催化壁(用Cat.表示，壁溫300K)和燒蝕條件下(Abaltion)流場(chǎng)的壓強(qiáng)等值線和分離區(qū)流線。圖4、圖5分別給出了壁面壓強(qiáng)系數(shù)和熱流分布，圖6給出了分離點(diǎn)附近的壁面摩阻分布。該算例流場(chǎng)化學(xué)反應(yīng)微弱，等壁溫條件下，壁面的催化特性對(duì)壁面熱流和分離區(qū)范圍都沒有明顯影響，燒蝕條件下的分離區(qū)范圍比無燒蝕的輻射平衡壁溫條件稍有增大。相對(duì)于低壁溫條件，無燒蝕的輻射平衡壁溫和壁面燒蝕條件下壁面熱流有所降低。但流動(dòng)的激波層增厚，分離區(qū)增大，這是高壁溫導(dǎo)致邊界層增厚從而影響激波形狀及其與邊界層相互作用特性的結(jié)果。分離特性的不同還將進(jìn)一步影響到下游的流動(dòng)特性，分離區(qū)增大后分離激波、再附激波與主激波相交于更遠(yuǎn)位置，斜面上壓力、摩阻和熱流峰值點(diǎn)均有所后移。

圖3 Ma=14時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)壓強(qiáng)分布與回流區(qū)流線Fig.3 Pressure distribution and stream line in recirculation zone at Ma=14

圖4 Ma=14時(shí)24°壓縮拐角壁面壓強(qiáng)系數(shù)分布Fig.4 Surface pressure distribution at Ma=14

圖5 Ma=14時(shí)24°壓縮拐角壁面熱流分布Fig.5 Surface heat transfer distribution at Ma=14

圖6 Ma=14時(shí)24°壓縮拐角分離點(diǎn)附近摩阻系數(shù)分布Fig.6 Friction distribution near the separation point at Ma=14

斜面傾角和壁面條件都相同的情況下，隨著馬赫數(shù)增大分離可能性減小。這是因?yàn)橐环矫骜R赫數(shù)增大后，壓縮面形成的主激波激波角減小，激波更貼近物面，逆壓梯度的范圍減小;另一方面馬赫數(shù)增大后邊界層內(nèi)的亞聲速區(qū)范圍也有所減小，逆壓梯度向前傳播的的范圍也減小。馬赫數(shù)越大，分離區(qū)越小，壓縮面上壓力峰值點(diǎn)越靠前。表2給出了24°壓縮拐角流動(dòng)存在分離的各算例的分離起始位置x/L，其中L為平板長(zhǎng)度，x為離平板前緣距離。

表2 24°壓縮拐角流動(dòng)分離起始位置x/LTab le 2 Start point of flow separation x/L

3.4 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)熱化學(xué)參數(shù)分布

24°壓縮拐角在Ma=30時(shí)的流場(chǎng)是激波最強(qiáng)、振動(dòng)激發(fā)和化學(xué)反應(yīng)也最強(qiáng)的情況。下面以24°壓縮拐角在Ma=30、燒蝕壁面條件下流場(chǎng)熱化學(xué)參數(shù)分布為例進(jìn)行分析。圖7給出了流場(chǎng)的壓力等值線，圖8分別給出了平動(dòng)、振動(dòng)溫度等值線。由圖8(a)可見在斜面前端出現(xiàn)高平動(dòng)溫度區(qū)，這是經(jīng)過前緣激波壓縮升溫后的氣流和拐角區(qū)較厚的邊界層內(nèi)升溫了的氣流，又經(jīng)過“再附激波”的進(jìn)一步壓縮和升溫所致。而由圖7可見壓力峰值區(qū)出現(xiàn)在主激波后，自由來流經(jīng)過強(qiáng)主激波的壓縮和升溫，壓力達(dá)到全場(chǎng)峰值，但由于自由來流溫度較低(300 K)，溫度仍低于“再附激波”后的氣流。振動(dòng)溫度的峰值區(qū)在主激波后，這與振動(dòng)激發(fā)隨壓力升高而加強(qiáng)有關(guān)。主激波較強(qiáng)的部分下游存在一條高溫帶，高溫帶中振動(dòng)激發(fā)和化學(xué)反應(yīng)明顯要比周圍流場(chǎng)劇烈，原子質(zhì)量分?jǐn)?shù)的高值區(qū)和振動(dòng)溫度的高值區(qū)范圍接近。圖9、圖10分別給出了流場(chǎng)的O、NO+質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布。

圖7 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)壓強(qiáng)分布Fig.7 Pressure distribution at Ma=30

圖8 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)平動(dòng)與振動(dòng)溫度分布Fig.8 Translational temperature and vibrational tem perature distribution at Ma=30

圖9 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)O質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布Fig.9 COdistribution at Ma=30

圖10 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)NO+質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布Fig.10 CNO+distribution at Ma=30

燒蝕產(chǎn)物基本上局限在邊界層內(nèi)，質(zhì)量分?jǐn)?shù)最高的燒蝕組元依次是CO、C3、C2、CN。圖11、圖12分別給出了CO、C3組元的質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布。另外，C2質(zhì)量分?jǐn)?shù)峰值達(dá)到0.0574，CN值為0.0230，C峰值為0.0211，CO2峰值在10－3量級(jí)。燒蝕產(chǎn)物在接近拐角斜面尾部時(shí)達(dá)到峰值，圖13給出了x/L=1.9時(shí)的燒蝕組元質(zhì)量分?jǐn)?shù)沿斜面法向分布。

圖11 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)CO質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布Fig.11 CCOdistribution at Ma=30

圖12 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)C3質(zhì)量分?jǐn)?shù)分布Fig.12 CC3distribution at Ma=30

圖13 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角流場(chǎng)燒蝕組元法向分布Fig.13 Ablation species normal distribution at Ma=30

圖14給出了四種壁面條件下的壁面熱流分布。相對(duì)于低壁溫(300K)的催化和非催化條件，無燒蝕輻射平衡壁溫和燒蝕條件下壁溫有較大升高，所以拐角斜面上的熱流有明顯降低。其中低壁溫條件下催化壁熱流高于非催化壁，是因?yàn)樗憷龡l件下主激波后有較強(qiáng)的非平衡化學(xué)反應(yīng)，催化壁條件下壁面處存在擴(kuò)散熱流。燒蝕條件熱流又高于無燒蝕的輻射平衡壁溫條件，也是因?yàn)闊g壁面處的放熱化學(xué)反應(yīng)。

圖14 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角壁面熱流分布Fig.14 Distribution of surface heat flux at Ma=30

3.5 壁面條件對(duì)流場(chǎng)特性影響的分析

在3.3節(jié)中已知壁面條件對(duì)流場(chǎng)總體結(jié)構(gòu)的影響特點(diǎn)。相對(duì)于低壁溫條件，無燒蝕的輻射平衡壁溫和壁面燒蝕條件下斜面上的熱流率降低，但分離可能性和分離區(qū)范圍增大，并且“再附激波”和主激波的相交位置后移，導(dǎo)致壁面壓力和熱流峰值區(qū)后移。無分離時(shí)的影響特點(diǎn)類似，但程度較小。

另外，無燒蝕的輻射平衡壁溫和燒蝕條件下的激波層厚度和激波強(qiáng)度明顯大于低壁溫條件，并且燒蝕條件還比輻射平衡壁溫條件下略大。這是壁溫升高或燒蝕使邊界層增厚，因而前緣激波和分離激波增強(qiáng)，激波也被推離物面所致。這里以斜面上壓力峰值點(diǎn)位置為例，在圖15、圖16中給出了24°壓縮拐角在Ma=14(存在流動(dòng)分離)和Ma=30(無分離)條件下溫度沿壁面法向的分布。斜面上壓力峰值點(diǎn)位于再附激波和主激波相交區(qū)域。壁面條件不影響壓力峰值，但高壁溫條件下該處溫度峰值更高;并且壁面條件的影響在存在流動(dòng)分離的Ma=14算例上表現(xiàn)比無分離的Ma=30算例更明顯。

由于激波層厚度的差異，低壁溫和高壁溫條件(無燒蝕的輻射平衡壁溫和壁面燒蝕條件)下的組元分布也表現(xiàn)出相應(yīng)的明顯差異。不過無燒蝕的輻射平衡壁溫和燒蝕兩種壁面條件下組元分布差異主要體現(xiàn)在邊界層內(nèi)。燒蝕產(chǎn)物擴(kuò)散到邊界層內(nèi)后進(jìn)一步影響邊界層內(nèi)的化學(xué)反應(yīng)和擴(kuò)散，使高溫空氣的中性分子組元N2、O2增加，原子組元N、O和主要的離子組元NO+、N2+減少。圖17、圖18給出了斜面上壓力峰值點(diǎn)處的N、NO、O組元和NO+、N2+組元質(zhì)量分?jǐn)?shù)沿法向分布，可以看出燒蝕的上述影響。

圖15 Ma=14時(shí)24°壓縮拐角斜面上壓力峰值點(diǎn)處溫度沿法向分布Fig.15 Normal distribution of temperature at pmaxat Ma=14

圖16 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角斜面上壓力峰值點(diǎn)處溫度沿法向分布Fig.16 Normal distribution of temperature at pmaxat Ma=30

圖17 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角斜面上壓力峰值點(diǎn)處N、NO、O質(zhì)量分?jǐn)?shù)沿法向分布Fig.17 Normal distribution of CN，CNO，and COat pmaxat Ma=30

圖18 Ma=30時(shí)24°壓縮拐角斜面上壓力峰值點(diǎn)處CNO+、CN2+質(zhì)量分?jǐn)?shù)沿法向分布Fig.18 Normal distribution of CNO+and CN2+at pmaxat Ma=30

4 結(jié)論

本文對(duì)15°、18°、24°壓縮拐角模型，在自由流Ma =10～30，總焓值6～55MJ/kg范圍，采用16組元雙溫度模型進(jìn)行了無燒蝕和石墨燒蝕條件下的流場(chǎng)計(jì)算，得到如下結(jié)論:

1)壓縮拐角處主激波后升壓在壁面附近的邊界層內(nèi)前傳，一定條件下逆壓梯度可能導(dǎo)致平板邊界層分離。隨著壓縮拐角度數(shù)增大激波增強(qiáng)，分離可能性增大。雖然自由流馬赫數(shù)升高導(dǎo)致邊界層增厚，但壓縮面的主激波角變小，激波更貼近物面，分離可能性減小。本文15°和18°壓縮拐角流動(dòng)未出現(xiàn)分離，而存在分離的24°壓縮拐角流動(dòng)，隨著馬赫數(shù)升高分離區(qū)減小。

2)相對(duì)于低壁溫條件，無燒蝕的輻射平衡壁溫和壁面燒蝕條件下壁面熱流有所降低。但流動(dòng)的激波層增厚，分離區(qū)增大，這是高壁溫導(dǎo)致邊界層增厚從而影響激波形狀及其與邊界層相互作用特性的結(jié)果。分離特性的不同還將進(jìn)一步影響到下游的流動(dòng)特性，斜面上壓力、摩阻和熱流峰值點(diǎn)均有所后移?？梢妼?duì)這類存在較強(qiáng)激波-邊界層相互作用的流動(dòng)，壁面條件對(duì)流動(dòng)特性的影響要遠(yuǎn)大于球頭、球錐等外形。

3)壁面燒蝕產(chǎn)物擴(kuò)散到邊界層后進(jìn)一步影響邊界層內(nèi)的化學(xué)反應(yīng)和擴(kuò)散。相對(duì)于無燒蝕的輻射平衡壁溫條件，燒蝕條件下邊界層內(nèi)高溫空氣的中性分子組元含量有所升高，原子和離子組元含量則有所下降。不過這兩種壁面條件下的流場(chǎng)結(jié)構(gòu)和邊界層外流動(dòng)特性沒有明顯差異，燒蝕的影響基本局限于邊界層內(nèi)。

本文針對(duì)準(zhǔn)定常燒蝕流場(chǎng)，亦即壁面溫度最高、燒蝕產(chǎn)物含量最大的情況下開展燒蝕對(duì)流場(chǎng)特性的影響研究，比較具有代表性?？紤]到不同壁溫條件下燒蝕產(chǎn)物組成不同，非定常過渡過程中燒蝕對(duì)流場(chǎng)特性的影響會(huì)有不同表現(xiàn)。進(jìn)一步的工作需要耦合固體熱傳導(dǎo)方程，針對(duì)非定常燒蝕流場(chǎng)開展詳細(xì)研究。

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Numerical study for the hypersonic com pression corner flow w ith ablation

Ge Mingming，Zeng Ming*，Wang Dongfang，Liu Jun
(College of Aerospace Science and Engineering，National University of Defense Technology，Changsha 410073，China)

Hypersonic flow over a compression corner with ablation of heat shield made of graphite is numerically simulated through solving the Navier-Stokes equations of thermochemical nonequilibrium flow coupled with the ablating boundary condition，and the effects of the wall conditions on the flowfield properties are investigated.Sixteen chemical species(N2，O2，NO，N，O，NO+，N2+，O+，N+，CO，CO2，C，C2，C3，CN，e－)are considered，the two-temperature model is taken to describe thermal nonequilibrium.The oxidation and sublimation of C，as well as the recombination of O catalyzed by C are considered at the wall surface.The hypersonic flow over 15°，18°，24°compression corners are calculated with Mach number varied from 10 to 30 and total enthalpy from 6 to 55MJ/kg.Both ablating and non-ablating surface condition are used to investigate the effects of ablation.The flow structure，the characteristics of shock—boundary-layer interaction，the separation properties，and the distribution of the thermochemical properties are analyzed.The results show that the possibility of flow separation and the separation range become larger as the corner angle increases，while smaller as the free stream Mach number rises.Compared with the cases with low-temperature wall，the flow separation zones are lager with ablating wall or with high-temperature wall in radiation equilibrium，and this leads to the positions for peak values of pressure，skin friction and heat flux move downstream.

hypersonic nonequilibrium flow;compression corner flow;ablation;numerical simulation

V211.3

A

10.7638/kqdlxxb-2015.0033

0258-1825(2016)05-0666-08

2015-03-18;

2015-05-08

國家自然科學(xué)基金項(xiàng)目(11102231，11572348)

葛明明(1991-)，男，江蘇南通人，博士，研究方向:計(jì)算流體力學(xué).E-mail:owen2024@sina.cn

曾明*(1971-)，女，湖南婁底人，博士，副教授，研究方向:高超聲速與高溫氣體動(dòng)力學(xué).E-mail:ming_z@163.com

葛明明，曾明，王東方，等.存在燒蝕的高超聲速壓縮拐角流動(dòng)數(shù)值研究［J］.空氣動(dòng)力學(xué)學(xué)報(bào)，2016，34(5):666-673.

10.7638/kqdlxxb-2015.0033 Ge M M，Zeng M，Wang D F，et al.Numerical study for the hypersonic compression corner flow with ablation［J］.Acta Aerodynamica Sinica，2016，34(5):666-673.