一種航天器離子分布特性的計算方法和帶電效應(yīng)仿真方法
【專利摘要】本發(fā)明公開了一種航天器離子分布特性的計算方法和帶電效應(yīng)仿真方法，所述計算方法中，利用軌道限制理論近似計算離子的充電電流，即在等效計算球靜止坐標(biāo)系中半徑為a、表面處于負(fù)電位的導(dǎo)體球表面離子的充電電流，計算出的離子電流體現(xiàn)出隨撞擊點(diǎn)角度、離子整體速度和球表面電勢的變化，結(jié)果符合實(shí)際充電過程。
【專利說明】一種航天器離子分布特性的計算方法和帶電效應(yīng)仿真方法

【技術(shù)領(lǐng)域】
[0001] 本發(fā)明屬于空間環(huán)境計算領(lǐng)域，適用于極軌（Polar Earth Orbit)航天器在極區(qū) 極光電子條件下和背景等離子體環(huán)境中的表面充電計算，具體涉及一種航天器表面充電過 程中背景等離子體中的離子分布特性計算。

【背景技術(shù)】
[0002] 傾角大于或等于55度的低地球軌道（俗稱極軌）航天器會頻繁穿越極光弧。航 天器會遭遇與地球靜止軌道相似的高能電子環(huán)境。極軌等離子環(huán)境主要是增加了由于經(jīng)過 極區(qū)從而可能遭遇極光粒子事件，極光粒子事件是指地磁擾動或太陽爆發(fā)期間發(fā)生的高能 帶電粒子（電子和質(zhì)子）沿地磁力線下降到極區(qū)引起的極光沉降粒子的增強(qiáng)效應(yīng)。地球兩 極處的磁力線由于太陽風(fēng)的影響，一部分被拉開。這些開磁力線不再接地磁兩極而是有一 端通向星際空間，從而在極區(qū)形成了一漏斗形狀區(qū)域，開磁力線延伸到地面極區(qū)的部分稱 之為極蓋區(qū)。
[0003] 當(dāng)衛(wèi)星運(yùn)行在低溫度、高密度的極區(qū)等離子體環(huán)境中時，在其尾部形成明顯的"航 跡"，這是一個不相等的電子和離子耗盡區(qū)。由于衛(wèi)星軌道速率大于離子熱速率而小于電子 熱速率，因此電子可較容易地進(jìn)入這個區(qū)域從而形成一負(fù)電位勢壘，這就是所謂的"尾跡效 應(yīng)"。它對衛(wèi)星的明顯作用是在尾區(qū)介質(zhì)表面將充電至較高的負(fù)電位，此表面電位主要依賴 于收集的電子通量和離子通量之比。衛(wèi)星因尾跡效應(yīng)而形成的表面不等量帶電是影響中低 軌道特別是極軌衛(wèi)星安全運(yùn)行的重要原因之一。當(dāng)衛(wèi)星尾部介質(zhì)表面帶電達(dá)到或超過航天 器材料擊穿閾值后，便會產(chǎn)生靜電放電。
[0004] 在極軌航天器尾區(qū)充電過程中，除了極光沉降電子外，還必須計算背景等離子體 中的離子的分布特性即離子充電電流密度j，目前國內(nèi)對極區(qū)內(nèi)背景離子分布特性描述中， 一般認(rèn)為航天器周圍離子分布都是均勻的，不考慮離子充電電流在航天器撞擊面和尾區(qū)面 的變化，重要的是沒考慮離子的充電電流隨航天器表面電勢變化而變化。
[0005] 如果想獲得航天器表面的充電電流密度分布，現(xiàn)有技術(shù)可以采用試驗(yàn)的方法或在 軌實(shí)測的方法獲得航天器表面的充電電流密度分布，但是試驗(yàn)的方法不能對所有軌道進(jìn)行 試驗(yàn)，耗時太長，且成本高。
[0006] 因此希望建立中低軌航天器表面充電電流密度計算模型，利用該模型來模擬航天 器尾區(qū)充電過程，由于模型適用于所有中低軌道，因此只需通過計算獲得各種中低軌道航 天器表面充電電流密度，從而減低成本。


【發(fā)明內(nèi)容】

[0007] 有鑒于此，本發(fā)明提供了一種航天器離子分布特性的計算方法，該方法不僅能夠 計算航天器尾區(qū)離子分布特性，還適用于計算航天器表面其他位置的離子分布特性。
[0008] 該航天器離子分布特性的計算方法，包括如下步驟：
[0009] 步驟一、建立航天器等效模型為表面帶負(fù)電、半徑為a的導(dǎo)體球；a為航天器最大 橫向半寬；
[0010] 步驟二、建立離子在勢場中軌道運(yùn)動的能量守恒方程，并對離子質(zhì)量m和離子電 荷q進(jìn)行無量綱轉(zhuǎn)換，得到無量綱能量守恒方程；
[0011] 步驟三、建立離子速度空間分布函數(shù)為麥克斯韋速度分布并對速度量進(jìn)行 無量綱轉(zhuǎn)換，則
[0012]

【權(quán)利要求】
1. 一種航天器離子分布特性的計算方法，其特征在于，包括如下步驟： 步驟一、建立航天器等效模型為表面帶負(fù)電、半徑為a的導(dǎo)體球；a為航天器最大橫向 半寬； 步驟二、建立離子在勢場中軌道運(yùn)動的能量守恒方程，并對離子質(zhì)量m和離子電荷q進(jìn) 行無量綱轉(zhuǎn)換，得到無量綱能量守恒方程； 步驟三、建立離子速度空間分布函數(shù)./u(t)為麥克斯韋速度分布并對速度量進(jìn)行無量 綱轉(zhuǎn)換，則
其中，％為單個離子無窮遠(yuǎn)處的速度矢量，g為離子整體運(yùn)動速度矢量，即航天器速 度矢量的反方向； 步驟四、建立離子撞擊點(diǎn)處的局部直角坐標(biāo)系； 局部直角坐標(biāo)系OXYZ建立在導(dǎo)體球的球面上，原點(diǎn)位于球面的撞擊點(diǎn)，Z軸垂直于球 面，X在Zf平面內(nèi)且與Z軸垂直，i為離子撞擊航天器的速度矢量，Y軸滿足右手法則； 在局部直角坐標(biāo)系中定義如下角度： Ψ為航天器速度矢量與在勢場中離子撞擊航天器的速度矢量V之間的夾角，ξ為航天 器速度矢量和撞擊面法向Z之間的夾角，Θ~為無窮遠(yuǎn)處離子的速度與撞擊面法向Z之間 的夾角，為離子撞擊航天器的速度矢量在XY平面上的投影與X軸之間的夾角，即離子運(yùn) 動軌道平面與X軸之間的夾角； 貝1J，上述角度之間的角度關(guān)系為：a?r=cos|cosC+stoisinC_-; 步驟五、建立球坐標(biāo)系下的離子充電電流密度表達(dá)式： 將局部直角坐標(biāo)系下的離子充電電流密度表達(dá)式轉(zhuǎn)換到球坐標(biāo)系中，并代入所述無量 綱能量守恒方程、所述離子速度空間分布函數(shù)和所述角度關(guān)系，得到球坐標(biāo)系下離子充電 電流密度表達(dá)式：
α和#為球坐標(biāo)系中的極角，對極角f積分得到： ] = (2πΥ?/2[)νιΜ+20)cxp[^i/2]F(v(iylvn (7) 其中，
X= -v0V0sinξsinθ^ (10) 其中，ν〇為％的大小，V。為芎的大??； 步驟六、求解貝塞爾函數(shù)/?〇) = ]/2ffexp(xcosf?)rff>,從而消去充電電流密度表達(dá)式 (6)中的未知量穸?為 步驟七、根據(jù)航天器等效模型，建立勢場中離子的運(yùn)動軌道方程，并利用邊界條件獲得 角度Θ。、Θ和α的關(guān)系為：
將（12)式代入（13)式得到Θ~與α的關(guān)系式I; 步驟八、將Θ~與α的關(guān)系式I代入式（7)，從而消去Θ"，得到j(luò)與ξ、α的關(guān)系式Π;接著利用關(guān)系式II對α進(jìn)行積分，得到j(luò)與ξ的關(guān)系式III; 步驟九、對j與ξ的關(guān)系式III中的無量綱化速度進(jìn)行有量綱化轉(zhuǎn)換，得到即航天器 離子分布特性。
2. 如權(quán)利要求1所述的方法，其特征在于，所述步驟六求解貝塞爾函數(shù)時，定義 /(,(Λ·) = 1/2￡expu'cos爐)卻中的XCOSiP為X'，對X'進(jìn)行冪級數(shù)展開,取前7項(xiàng)分別進(jìn)行-的積分,從而消去了識。
3.-種航天器尾區(qū)帶電效應(yīng)仿真方法，其特征在于，包括如下步驟： 步驟1、構(gòu)建仿真模型： 在構(gòu)建仿真模型時，對于離子的分配，在航天器尾區(qū)的等離子體模擬區(qū)域中，根據(jù)采用 權(quán)利要求1或2所述的計算方法獲得的航天器離子分布特性，分配每個角度ξ上的離子充 電電流密度； 步驟2、利用仿真模型進(jìn)行仿真計算，得到航天器尾區(qū)的充電電勢。
【文檔編號】G06F17/50GK104239619SQ201410445410
【公開日】2014年12月24日 申請日期:2014年9月3日 優(yōu)先權(quán)日:2014年9月3日
【發(fā)明者】趙呈選, 李得天, 楊生勝, 秦曉剛, 陳益峰, 王俊, 湯道坦, 史亮 申請人:蘭州空間技術(shù)物理研究所