(高)超聲速流動(dòng)試驗(yàn)技術(shù)及研究進(jìn)展

易仕和， 陳植， 朱楊柱， 何霖， 武宇

國防科學(xué)技術(shù)大學(xué) 航天科學(xué)與工程學(xué)院， 長沙 410073

(高)超聲速流動(dòng)試驗(yàn)技術(shù)及研究進(jìn)展

易仕和*， 陳植， 朱楊柱， 何霖， 武宇

國防科學(xué)技術(shù)大學(xué) 航天科學(xué)與工程學(xué)院， 長沙 410073

近年來，與高速飛行器相關(guān)的(高)超聲速流動(dòng)受到了極大的關(guān)注。這類流動(dòng)所具有的非定常性、強(qiáng)梯度和可壓縮性對試驗(yàn)方法和風(fēng)洞設(shè)計(jì)技術(shù)提出了挑戰(zhàn)。超聲速納米示蹤平面激光散射(NPLS)技術(shù)是由作者所在團(tuán)隊(duì)研發(fā)的非接觸光學(xué)測試技術(shù)。它能夠以較高的空間分辨率來揭示超聲速三維流場的一個(gè)瞬態(tài)剖面的時(shí)間解析的流動(dòng)結(jié)構(gòu)。介紹了NPLS技術(shù)以及基于NPLS開發(fā)的密度場測量、雷諾應(yīng)力測量和氣動(dòng)光學(xué)波前測量等方法，并回顧了這些技術(shù)在超聲速邊界層、超聲速混合層、超聲速壓縮拐角、激波/邊界層相互作用和光學(xué)頭罩繞流等流動(dòng)中的應(yīng)用，清晰地再現(xiàn)了邊界層、混合層、激波等典型流場結(jié)構(gòu)及其時(shí)空演化特性。另外，為了模擬和研究高空大氣條件下邊界層自然轉(zhuǎn)捩和超聲速混合層的轉(zhuǎn)捩特性，介紹了高超聲速靜風(fēng)洞、超-超混合層風(fēng)洞的設(shè)計(jì)技術(shù)以及層流化噴管的設(shè)計(jì)方法。

超聲速流動(dòng)； 氣動(dòng)光學(xué)； 激波； 邊界層； 高超聲速靜風(fēng)洞； 納米示蹤平面激光散射技術(shù)

近年來，國際上對(高)超聲速飛行器的研究興趣日益高漲。與(高)超聲速飛行器相關(guān)的流動(dòng)機(jī)理、氣動(dòng)光學(xué)效應(yīng)等方面的研究受到了極大的關(guān)注。在(高)超聲速飛行器地面研究的需求牽引下，與其相關(guān)的風(fēng)洞設(shè)計(jì)技術(shù)、流動(dòng)診斷技術(shù)不斷發(fā)展，同時(shí)也促進(jìn)了(高)超聲速湍流研究的不斷深入。通常模擬和研究高馬赫數(shù)、高總溫總壓的非定常流動(dòng)，可以采用激波管和炮風(fēng)洞等設(shè)備。但是該類風(fēng)洞設(shè)備運(yùn)行時(shí)間非常短，成本高，往往要求測試技術(shù)具備快速響應(yīng)、非接觸、高信息密度的特點(diǎn)。這是(高)超聲速試驗(yàn)研究的難點(diǎn)之一。另外，由于激波等復(fù)雜波系的出現(xiàn)和高雷諾數(shù)下的薄黏性層效應(yīng)，流體特性往往劇烈變化，并且流動(dòng)尺度跨度范圍寬[1]，這對測試技術(shù)的時(shí)空分辨率和響應(yīng)能力提出了進(jìn)一步的要求。因此，精細(xì)測量技術(shù)對(高)超聲速流動(dòng)研究的發(fā)展非常重要。當(dāng)前，納米技術(shù)、激光技術(shù)、空氣動(dòng)力學(xué)、光學(xué)和控制等跨學(xué)科綜合的測試技術(shù)正在復(fù)雜湍流的流動(dòng)機(jī)理、氣動(dòng)光學(xué)效應(yīng)等研究中發(fā)揮作用。

另外，在高超聲速湍流研究中，邊界層的轉(zhuǎn)捩特性也是一類非常重要的問題。高超聲速邊界層轉(zhuǎn)捩研究對于優(yōu)化及控制飛行器表面流場十分關(guān)鍵。而開展邊界層轉(zhuǎn)捩的試驗(yàn)研究對風(fēng)洞流場的品質(zhì)提出了較高的要求。如果風(fēng)洞的設(shè)計(jì)存在不足，會(huì)導(dǎo)致試驗(yàn)段流場存在較大的噪聲，并導(dǎo)致試驗(yàn)?zāi)Ｐ捅砻孢吔鐚犹崆稗D(zhuǎn)捩或者混合層中渦結(jié)構(gòu)破碎[2]。由于傳統(tǒng)風(fēng)洞在設(shè)計(jì)上的限制，試驗(yàn)段流場的噪聲往往比飛行器真實(shí)的飛行環(huán)境高1～2個(gè)量級。傳統(tǒng)風(fēng)洞的試驗(yàn)數(shù)據(jù)其轉(zhuǎn)捩雷諾數(shù)較飛行試驗(yàn)要低得多[3]，因此在傳統(tǒng)風(fēng)洞中進(jìn)行的湍流轉(zhuǎn)捩試驗(yàn)，模型表面邊界層并非在真實(shí)的自然條件下發(fā)生轉(zhuǎn)捩，試驗(yàn)數(shù)據(jù)的可靠性受到了質(zhì)疑。當(dāng)湍流試驗(yàn)研究進(jìn)一步深入，無論是針對湍流脈動(dòng)量的精細(xì)測量，還是低噪聲氣流條件下的轉(zhuǎn)捩試驗(yàn)，都對風(fēng)洞設(shè)計(jì)提出了更高的要求和新的挑戰(zhàn)。低噪聲、低湍流度和流場均勻性好的高超聲速靜風(fēng)洞呼之欲出，因?yàn)樵陟o風(fēng)洞條件下，才能有效地開展(高)超聲速邊界層的轉(zhuǎn)捩研究。目前在靜風(fēng)洞技術(shù)上取得較快進(jìn)展的包括美國國家航空航天局(NASA) Langley中心和Purdue大學(xué)的Boeing項(xiàng)目[4-6]。

本文將以與(高)超聲速飛行器相關(guān)的流動(dòng)試驗(yàn)研究為需求背景，結(jié)合本團(tuán)隊(duì)十幾年來一直從事的精細(xì)測量技術(shù)、風(fēng)洞設(shè)計(jì)及氣動(dòng)光學(xué)機(jī)理方面的研究成果，介紹納米示蹤平面激光散射(NPLS)技術(shù)和以NPLS為基礎(chǔ)的流動(dòng)精細(xì)測試技術(shù)、高超聲速靜風(fēng)洞與超-超混合層風(fēng)洞設(shè)計(jì)技術(shù)，以及這些技術(shù)在(高)超聲速流動(dòng)機(jī)理與氣動(dòng)光學(xué)研究中的應(yīng)用與取得的進(jìn)展。

1 (高)超聲速湍流精細(xì)測試和風(fēng)洞試驗(yàn)

1.1 納米示蹤平面激光散射技術(shù)

本團(tuán)隊(duì)近年來對湍流結(jié)構(gòu)的非接觸測試方法進(jìn)行了研究，包括常規(guī)的激光紋影方法、利用光散射特性的方法以及利用光激發(fā)特性的方法。研究表明：由于流動(dòng)受到可壓縮性、激波、不穩(wěn)定性以及湍流等因素的影響，傳統(tǒng)流動(dòng)顯示與成像技術(shù)在流場結(jié)構(gòu)的高時(shí)空分辨率和高信噪比測量中存在一定的問題。對于湍流，基于米氏散射的粒子成像技術(shù)在測量高速流場，尤其是流動(dòng)局部加速度很大的帶有激波和漩渦的流場時(shí)，往往無法滿足跟隨性的要求；另一方面，基于分子示蹤的成像方法應(yīng)用于高速流場測量時(shí)，信號較弱，信噪比較低，需要相對較昂貴的增強(qiáng)型相機(jī)(ICCD)進(jìn)行成像測量，且校準(zhǔn)方法復(fù)雜，很難實(shí)現(xiàn)高分辨率的測量。

現(xiàn)代激光技術(shù)、成像技術(shù)、圖像處理技術(shù)和納米材料技術(shù)的發(fā)展和應(yīng)用，為流動(dòng)精細(xì)結(jié)構(gòu)測量技術(shù)的發(fā)展帶來了難得的機(jī)遇。近幾年來本團(tuán)隊(duì)提出了基于納米示蹤的平面激光散射技術(shù)，該技術(shù)以納米粒子作為示蹤粒子，以脈沖平面激光作為光源，通過圖像傳感器(CCD)記錄流場中的粒子圖像實(shí)現(xiàn)高速流動(dòng)的高分辨率成像。

如圖1所示，在NPLS系統(tǒng)中，包括了光學(xué)成像系統(tǒng)、控制系統(tǒng)、信號采集系統(tǒng)和粒子投放系統(tǒng)等[7]。其中，計(jì)算機(jī)控制各部件的運(yùn)行，并保存所采集到的實(shí)驗(yàn)圖像；同步控制器的輸入、輸出參數(shù)通過計(jì)算機(jī)軟件控制，其他各部件的協(xié)同工作均由同步器發(fā)出的指令控制；CCD相機(jī)的曝光和脈沖激光光源的激光輸出時(shí)序可根據(jù)測量目的進(jìn)行調(diào)整；準(zhǔn)直激光束通過片光鏡頭轉(zhuǎn)換為具有一定厚度的平面激光；納米粒子發(fā)生器由高壓氣源驅(qū)動(dòng)，輸出粒子的濃度通過調(diào)節(jié)驅(qū)動(dòng)壓力實(shí)現(xiàn)。NPLS系統(tǒng)工作時(shí)，首先通過一定的撒播方式使納米粒子與來流充分混合，待觀察區(qū)域內(nèi)建立所需流場之后，同步控制器控制激光與CCD同步，保證納米粒子散射激光與CCD同時(shí)處于曝光狀態(tài)。由此接收到：基于納米粒子的平面激光流動(dòng)成像技術(shù)的納米粒子圖像與片光切面內(nèi)的流場結(jié)構(gòu)有一定對應(yīng)關(guān)系，通過適當(dāng)?shù)奶幚矸椒梢缘玫搅Ｗ訄D像所反映的流場結(jié)構(gòu)。采用跨幀技術(shù)，NPLS系統(tǒng)不僅可以測量流場的瞬態(tài)空間結(jié)構(gòu)，還可以研究雙曝光時(shí)間間隔內(nèi)的流場時(shí)間演化特征，最小跨幀時(shí)間約為200 ns。

圖1 NPLS系統(tǒng)示意圖[7]Fig.1 Schematic diagram of NPLS system[7]

在超聲速流動(dòng)中，關(guān)于NPLS技術(shù)的粒子跟隨性等動(dòng)力學(xué)特性，Zhao等[7-8]進(jìn)行了深入的研究。如圖2所示，粒子的直徑尺寸可以通過斜激波實(shí)驗(yàn)獲得。NPLS納米粒子的有效直徑為42.5 nm，遲滯時(shí)間為66.3 ns。作為一種流動(dòng)顯示技術(shù)，NPLS主要關(guān)注粒子的整體散射特性，而這一特性可以通過米氏散射理論計(jì)算得到，研究結(jié)果表明粒子的散射特性與散射角、波長、入射激光、直徑尺寸和折射率有關(guān)[8]。圖3為NPLS技術(shù)獲得的復(fù)雜流場精細(xì)結(jié)構(gòu)[8]。由于流動(dòng)結(jié)構(gòu)的尺度與流動(dòng)參數(shù)密切相關(guān)，比如馬赫數(shù)Ma、雷諾數(shù)Re、總壓P0、總溫T0等，而NPLS技術(shù)在應(yīng)用于具體某種流動(dòng)時(shí)又受到拍攝范圍、CCD分辨率、鏡頭放大率、激光強(qiáng)度及光強(qiáng)分布、粒子跟隨性等因素的影響，因此難以對NPLS技術(shù)所能獲得的流動(dòng)尺度給出統(tǒng)一的描述。但是從圖3的結(jié)果可以看出，NPLS技術(shù)能夠獲取極為復(fù)雜流場的精細(xì)結(jié)構(gòu)圖像。

圖2 斜激波NPLS圖像及垂直激波方向的相對灰度分布[8]Fig.2 NPLS image of an oblique shock wave and distribution of normalized grayscale perpendicular to shock wave[8]

圖3 采用NPLS獲得的激波/邊界層復(fù)雜流場精細(xì)結(jié)構(gòu)[8]Fig.3 Fine structures of complex flow field of shock wave/boundary layer interaction captured by NPLS[8]

由于納米粒子出色的跟隨性，在一系列校準(zhǔn)之后，粒子圖像的灰度與流場密度成線性關(guān)系[9]。因此基于NPLS,本團(tuán)隊(duì)于2009年首次提出了密度場測量方法[9]。該方法的主要原理是：在CCD的正常工作范圍內(nèi)，粒子圖像的灰度變化對應(yīng)的是當(dāng)?shù)亓鲌雒芏鹊淖兓?。在去除掉背景、暗信號以及片光分布不均勻等因素的影響之后，通過一定方法就可以得到NPLS圖像灰度和當(dāng)?shù)亓鲌雒芏戎g的對應(yīng)關(guān)系，如圖4所示[9]。簡而言之，可以概括為以下3步。首先，采用NPLS系統(tǒng)獲取測量流場區(qū)域的高信噪比圖像；然后，將這些NPLS圖像進(jìn)行校正以消除背景、暗信號以及片光分布不均勻等因素的影響；最后，通過密度場的校準(zhǔn)得到這種對應(yīng)關(guān)系：

ρ=f(I)=a0+a1I+a2I2+a3I3+…

(1)

式中：I為圖像灰度；ρ為流場密度；a0、a1、a2和a3為待定的系數(shù)。

為了解決這個(gè)問題，需要得到一組數(shù)據(jù)ρi=f(Ii)(i=1,2,3,…)，在風(fēng)洞中放置一個(gè)角度為β的斜劈并獲取斜激波的NPLS圖像，通過斜激波關(guān)系式得到斜激波下游取樣區(qū)域的密度，即一組數(shù)據(jù)(ρ1,I1)。如圖4(c)所示，改變斜劈的迎角α，重復(fù)上述過程數(shù)次，得到一系列ρi=f(Ii)(i=1,2,3，…)。

圖4 密度場校準(zhǔn)[9]Fig.4 Density field calibration[9]

在獲得流場的密度場信息之后，易仕和等[4]進(jìn)一步開發(fā)了速度場-密度場同步測量方法，能夠獲得可壓縮湍流研究中非常關(guān)注的雷諾應(yīng)力分布，并成功應(yīng)用于測量超-超混合層的雷諾應(yīng)力分布，有利于湍流數(shù)值計(jì)算、湍流模型構(gòu)建、湍流機(jī)理研究。

1.2 高超聲速靜風(fēng)洞技術(shù)

如1.1節(jié)所述，靜風(fēng)洞可以產(chǎn)生噪聲水平低至與飛行環(huán)境相比的超聲速或高超聲速均勻來流，用于研究飛行器表面邊界層的轉(zhuǎn)捩特性。一般來說，靜風(fēng)洞流場品質(zhì)有以下特點(diǎn)：①噴管試驗(yàn)區(qū)流場均勻性好；②較低的湍流度；③靜試驗(yàn)區(qū)噪聲很低。試驗(yàn)段總壓脈動(dòng)低于0.1%，速度脈動(dòng)低于1%。其采用的有別于傳統(tǒng)風(fēng)洞的特殊設(shè)計(jì)能夠?qū)崿F(xiàn)風(fēng)洞壁面邊界層層流化，在噴管出口產(chǎn)生的靜試驗(yàn)區(qū)能準(zhǔn)確地模擬高空低湍流度、低噪聲的飛行環(huán)境。

要實(shí)現(xiàn)高超聲速風(fēng)洞試驗(yàn)段的低噪聲、低湍流度的均勻試驗(yàn)氣流，首先要了解傳統(tǒng)風(fēng)洞的噪聲來源。圖5為傳統(tǒng)風(fēng)洞試驗(yàn)段噪聲及擾動(dòng)來源[6]，可以看出噪聲及擾動(dòng)首先來自于噴管的上游設(shè)備，比如阻尼網(wǎng)、擴(kuò)壓器以及熱交換器等；這些擾動(dòng)隨著氣流進(jìn)入噴管的收縮段，此處流場中的渦量、擾動(dòng)波等噪聲混雜在一起由喉部進(jìn)入噴管擴(kuò)張段；噴管擴(kuò)張段壁面邊界層受到上游擾動(dòng)的影響轉(zhuǎn)捩成湍流邊界層并發(fā)出擾動(dòng)波沿馬赫線影響噴管主流區(qū)域；另外，由于加工的原因，噴管壁面粗糙度過大、存在一些條紋等因素都將引發(fā)一系列的噪聲擾動(dòng)或促使噴管邊界層提前轉(zhuǎn)捩，進(jìn)而影響試驗(yàn)流場品質(zhì)。因此，傳統(tǒng)風(fēng)洞試驗(yàn)段的噪聲來源可以總結(jié)為噴管上游噪聲進(jìn)入噴管后引起噴管擴(kuò)張段壁面邊界層轉(zhuǎn)捩，進(jìn)而產(chǎn)生一系列擾動(dòng)影響試驗(yàn)段氣流?？梢姡瑸楫a(chǎn)生低噪聲、低湍流度的均勻試驗(yàn)氣流不但需要抑制噴管上游流場的擾動(dòng)強(qiáng)度，更重要的是實(shí)現(xiàn)噴管壁面邊界層的層流化。

噴管設(shè)計(jì)是靜風(fēng)洞設(shè)計(jì)的重點(diǎn),也是其能維持噴管壁面層流流動(dòng)和試驗(yàn)段低湍流度的關(guān)鍵。圖6為超聲速流場下圓錐邊界層轉(zhuǎn)捩的陰影圖[6]，從圖中可見圓錐上表面邊界層不穩(wěn)定，間歇出現(xiàn)的湍流點(diǎn)對其下游的流場產(chǎn)生了擾動(dòng)，而在湍流點(diǎn)之間的一段層流邊界層附近卻并未出現(xiàn)明顯的擾動(dòng)。在圓錐的下表面，邊界層完全轉(zhuǎn)捩為湍流，相應(yīng)的對下游流場擾動(dòng)也非常明顯?？梢韵胂螅绻L(fēng)洞的試驗(yàn)段壁面邊界層轉(zhuǎn)捩為湍流，那么試驗(yàn)段流場的品質(zhì)就難以保證。事實(shí)上，傳統(tǒng)風(fēng)洞由于在設(shè)計(jì)方法上存在缺陷，由噴管出口進(jìn)入試驗(yàn)段的壁面邊界層往往早已轉(zhuǎn)捩為湍流邊界層[9-10]。雖然，試驗(yàn)段內(nèi)出現(xiàn)的各種擾動(dòng)和噪聲并不完全是由壁面湍流邊界層造成的，還包括壁面粗糙度引起的擾動(dòng)、來自穩(wěn)定段上游阻尼網(wǎng)和擴(kuò)壓器引起的噪聲等，但是靜風(fēng)洞噴管的設(shè)計(jì)確實(shí)對實(shí)現(xiàn)高品質(zhì)流場至關(guān)重要。

(高)超聲速靜風(fēng)洞噴管技術(shù)主要包括以實(shí)現(xiàn)噴管壁面層流化為目的的噴管型面設(shè)計(jì)、喉部上游抽吸以及壁面光潔度加工等技術(shù)和工藝，圖7為靜風(fēng)洞噴管設(shè)計(jì)的概念圖[6]。

圖5 傳統(tǒng)風(fēng)洞試驗(yàn)段噪聲及擾動(dòng)來源[6]Fig.5 Noise and disturbance source in traditional wind tunnel test section[6]

圖6 流場中圓錐邊界層轉(zhuǎn)捩陰影圖像[6]Fig.6 Shadowgraph picture of boundary layer flow transition of a cone[6]

近年來本團(tuán)隊(duì)設(shè)計(jì)了一座馬赫數(shù)Ma=6.0的高超聲速靜風(fēng)洞，出口直徑為300mm，成功實(shí)現(xiàn)了“安靜的”高超聲速氣流。該風(fēng)洞采用基于Bézier曲線的短化噴管型面設(shè)計(jì)技術(shù)以及喉部上游邊界層抽吸技術(shù)獲得了層流化的噴管型面。噴管的收縮段采用三次曲線設(shè)計(jì)，控制了收縮比以及喉部上游抽吸縫入口的氣流速度矢量。擴(kuò)張段曲線設(shè)計(jì)采用基于Bézier曲線的短化噴管技術(shù)，即噴管軸線上的馬赫數(shù)分布采用六次Bézier曲線構(gòu)造，結(jié)合近似的聲速喉道解析解，通過特征線法來求解噴管壁面曲線[8]。此方法較以前常用的方法取消了一元跨聲速流以及泉流區(qū)假設(shè)，擺脫了經(jīng)驗(yàn)公式的束縛，增強(qiáng)了噴管氣動(dòng)設(shè)計(jì)的理論基礎(chǔ)。而且軸向馬赫數(shù)分布可以靈活控制，二階導(dǎo)數(shù)在全場連續(xù)，這將保證噴管內(nèi)部參數(shù)不會(huì)發(fā)生突變，從根本上杜絕內(nèi)部產(chǎn)生集中膨脹和壓縮波的可能，通過設(shè)計(jì)參數(shù)的選擇使噴管達(dá)到短化、優(yōu)化的目的。在得到噴管型面的無黏設(shè)計(jì)之后，對其進(jìn)行邊界層的黏性修正。本文采用將無黏型線向外擴(kuò)張一個(gè)邊界層位移厚度來得到噴管型面的物理坐標(biāo)。而噴管壁面邊界層的修正量既可以通過借鑒經(jīng)驗(yàn)公式得到，也可以求解動(dòng)量積分關(guān)系得到[8]。

喉部上游的邊界層抽吸縫是靜風(fēng)洞噴管的關(guān)鍵技術(shù)之一。根據(jù)國外的經(jīng)驗(yàn)，抽吸縫的抽吸情況可分為強(qiáng)抽吸、弱抽吸和適度抽吸，如圖8所示[10]。強(qiáng)抽吸容易在抽吸縫的內(nèi)側(cè)壁面引起分離；弱抽吸則容易在抽吸縫外壁面導(dǎo)致分離；而適度抽吸則不會(huì)產(chǎn)生分離泡[10]。由于分離泡在氣流中是不穩(wěn)定的，若分離泡出現(xiàn)在抽吸縫的外壁面也就是喉部入口上游，則將對下游流場帶來嚴(yán)重的影響。對抽吸縫的設(shè)計(jì)，就是在保證不出現(xiàn)分離的情況下，實(shí)現(xiàn)一定的抽吸效率。從目前國外的設(shè)計(jì)經(jīng)驗(yàn)來看，抽吸縫一般要滿足入口處的馬赫數(shù)為0.3左右，抽吸效率在10%～50%之間。

數(shù)值模擬結(jié)果表明：基于Bézier曲線設(shè)計(jì)的噴管其流場品質(zhì)較好，壓力、馬赫數(shù)分布均勻，如圖9所示[10]。而半橢圓曲線的抽吸前緣其表面曲率適度，能夠更有效地防止抽吸縫附近的氣體分離，實(shí)現(xiàn)對噴管邊界層的適度抽吸，如圖10所示[10]。其抽吸縫的效率在30%左右，并隨總溫和總壓的降低而減小。圖11為靜風(fēng)洞鏡面噴管，圖12為靜風(fēng)洞設(shè)備圖。

圖7 靜風(fēng)洞喉部邊界層抽吸噴管概念圖[6]Fig.7 Boundary layer suction around throat of quiet wind tunnel nozzle[6]

圖8 3種喉部邊界層抽吸情況[10]Fig.8 3 types of throat boundary layer suction[10]

圖9 高超聲速靜風(fēng)洞噴管馬赫數(shù)分布[10]Fig.9 Distribution of Mach number in a hypersonic quiet wind tunnel nozzle[10]

圖10 抽吸前緣附近流場流線[10]Fig.10 Streamline of suction leading edge flow field[10]

圖11 靜風(fēng)洞噴管經(jīng)鏡面加工工藝的壁面(Ma=6.0)Fig.11 Wall surface of a quiet wind tunnel nozzle after mirror polishing(Ma=6.0)

圖12 試驗(yàn)倉內(nèi)噴管出口(左)及噴管整體安裝(右)Fig.12 Testing chamber at exit of nozzle (left) and assembly of whole nozzle (right)

1.3 超-超混合層風(fēng)洞技術(shù)

超-超混合層風(fēng)洞是用于產(chǎn)生兩股相互混合的超聲速氣流的試驗(yàn)裝置。本團(tuán)隊(duì)所設(shè)計(jì)的超-超混合層風(fēng)洞的總體結(jié)構(gòu)如圖13所示[8]。氣源為經(jīng)過干燥、除塵之后的大氣，風(fēng)洞前端氣體收集器用于收集氣體，閥門控制風(fēng)洞的啟動(dòng)與關(guān)閉，過渡段將圓形閥門和矩形的穩(wěn)定段連接起來。氣流在穩(wěn)定段內(nèi)部被分為上下兩層，它能夠?yàn)殡p噴管提供均勻的來流條件，上層氣流經(jīng)過總壓調(diào)節(jié)器進(jìn)入低速噴管，下側(cè)氣流直接進(jìn)入高速噴管。通過控制總壓調(diào)節(jié)器可以調(diào)整低速噴管的出口靜壓，當(dāng)兩噴管出口靜壓相等時(shí)，實(shí)驗(yàn)段內(nèi)部為壓力匹配混合層。雙噴管下游是實(shí)驗(yàn)段和觀察窗口，主要由8塊光學(xué)玻璃嵌入金屬框架實(shí)現(xiàn)，便于流動(dòng)成像實(shí)驗(yàn)的開展。

圖13 超聲速混合層風(fēng)洞總體結(jié)構(gòu)示意圖[8]Fig.13 Schematic diagram of a supersonic mixing layer wind tunnel[8]

由于超聲速混合層流場結(jié)構(gòu)對初、邊值條件非常敏感，若風(fēng)洞來流不穩(wěn)定、氣動(dòng)噪聲較大，很可能在混合層出口轉(zhuǎn)捩為湍流，這對研究混合層的層流、轉(zhuǎn)捩及過渡到湍流的過程是非常不利的，所以，超聲速混合層的試驗(yàn)研究需要低噪聲的風(fēng)洞。這類風(fēng)洞要求其噴管按照嚴(yán)格的層流化要求進(jìn)行設(shè)計(jì)和制造，并且按照壓力匹配條件進(jìn)行混合層布局，條件非常苛刻。否則就無法得到混合層從層流到湍流過渡的流動(dòng)結(jié)構(gòu)。除最大設(shè)計(jì)馬赫數(shù)和運(yùn)行時(shí)間之外，還要明確其可以實(shí)現(xiàn)的對流馬赫數(shù)Mac。Mac的大小決定了混合層的增長速度以及混合層中的大尺度結(jié)構(gòu)，同時(shí)也是衡量混合層可壓縮效應(yīng)的重要參數(shù)。

傳統(tǒng)的超聲速風(fēng)洞大部分采用二維撓性噴管以自由射流方式運(yùn)行，噴管出口的菱形區(qū)滿足模型的測力、測壓試驗(yàn)要求。但對于超聲速混合層研究來說,這種運(yùn)行方式是非常不合適的：撓性噴管一般很難保證內(nèi)部消波完全，出口馬赫數(shù)的均勻性不好；菱形區(qū)之外的流場會(huì)受到噴管出口及試驗(yàn)段壁面發(fā)出的激波或膨脹波干擾。為了避免上述問題，本團(tuán)隊(duì)所設(shè)計(jì)的超聲速混合層風(fēng)洞采用二維固塊式噴管以直連方式運(yùn)行。這種設(shè)計(jì)方法的優(yōu)點(diǎn)是：固塊噴管可以提供更為均勻的來流，方便實(shí)現(xiàn)平面混合層，其雙噴管段結(jié)構(gòu)如圖14所示[8]。

圖14 混合層風(fēng)洞雙噴管段結(jié)構(gòu)示意圖[8]Fig.14 Schematic diagram of dual nozzle of mixing layer wind tunnel[8]

2 (高)超聲速湍流機(jī)理試驗(yàn)

采用NPLS等精細(xì)測試技術(shù)，本團(tuán)隊(duì)在流場品質(zhì)較好的高超聲速靜風(fēng)洞、低噪聲超聲速風(fēng)洞等設(shè)備中開展了一系列與(高)超聲速飛行器相關(guān)的典型流動(dòng)試驗(yàn)研究，包括超聲速邊界層轉(zhuǎn)捩結(jié)構(gòu)、超-超混合層轉(zhuǎn)捩特性、超聲速壓縮拐角以及激波/邊界層相互作用等復(fù)雜流場。

2.1 超聲速邊界層精細(xì)流動(dòng)結(jié)構(gòu)

作為一種典型的流動(dòng)，本團(tuán)隊(duì)采用NPLS技術(shù)對超聲速邊界層轉(zhuǎn)捩的精細(xì)結(jié)構(gòu)進(jìn)行了相關(guān)研究。如圖15(a)所示[11]，NPLS的片光平面垂直于邊界層的平板，并且與來流平行，CCD垂直于片光進(jìn)行記錄，得到邊界層縱剖面的流動(dòng)結(jié)構(gòu)；而展向結(jié)構(gòu)的測量則如圖15(b)所示[11]。

圖16為Ma=3時(shí)流場中平板邊界層縱剖面的NPLS圖像[11]，拍攝區(qū)域距平板前緣100～320 mm。從NPLS圖像明顯可以看出，在邊界層從起始至180 mm位置基本上是層流狀態(tài)，中間有一段過渡狀態(tài)，最后變成充分發(fā)展的湍流邊界層(從圖5可以看出邊界層從層流到湍流的過程)。

圖17為邊界層縱剖面的NPLS圖像，拍攝區(qū)域距平板前緣170～250 mm和190～220 mm，明顯可以看出邊界層內(nèi)的流動(dòng)失穩(wěn)和出現(xiàn)發(fā)卡渦[11]。與圖17相比，圖18[11]所示的湍流邊界層結(jié)構(gòu)完全不同并且極為復(fù)雜，隨著流動(dòng)的發(fā)展，大尺度渦結(jié)構(gòu)逐漸破碎成小尺度渦。圖19為圖18對應(yīng)的超聲速邊界層展向的NPLS圖像，其中出現(xiàn)了具有自相似性的條帶結(jié)構(gòu)[11]。

圖15 平板邊界層實(shí)驗(yàn)測量示意圖[11]Fig.15 Schematic diagram of measurements of boundary layer of a flat plate[11]

圖16 超聲速邊界層NPLS圖像(Ma=3) [11]Fig.16 NPLS image of supersonic boundary layer (Ma=3) [11]

圖17 平板邊界層結(jié)構(gòu)的NPLS圖像[11]Fig.17 NPLS image of boundary layer of flat plate[11]

圖18 充分發(fā)展的邊界層結(jié)構(gòu)的NPLS圖像[11]Fig.18 NPLS image of fully developed boundary layer[11]

圖19 超聲速邊界層展向結(jié)構(gòu)的NPLS圖像[11]Fig.19 NPLS image of supersonic boundary layer in spanwise plane[11]

采用粒子圖像測速(PIV)技術(shù)可以獲得不同位置時(shí)間的平均流向速度剖面，而采用速度-密度同時(shí)處理技術(shù)可以得到湍流邊界層的雷諾壓力分布，如圖20～圖22所示[12]。不同展向平面內(nèi)的邊界層轉(zhuǎn)捩區(qū)結(jié)構(gòu)如圖23所示[13]，可以看出超聲速湍流邊界層在不同展向高度y的結(jié)構(gòu)都具有自相似性，尤其是如圖23(b)所示，出現(xiàn)了典型的λ渦結(jié)構(gòu)。

圖20 與圖17(a)對應(yīng)的平板前緣超聲速邊界層的時(shí)間平均速度剖面[12]Fig.20 Time-averaged velocity profile of supersonic boundary layer at leading edge of flat plate corresponding to Fig.17(a) [12]

圖21 與圖18對應(yīng)的充分發(fā)展的超聲速邊界層的時(shí)間平均速度剖面[12]Fig.21 Time-averaged velocity profile of fully developed supersonic boundary layer corresponding to Fig.18[12]

圖22 與圖19對應(yīng)的充分發(fā)展的湍流邊界層的雷諾應(yīng)力分布[12]Fig.22 Distribution of Reynolds stress of fully developed turbulent boundary layer corresponding to Fig.19[12]

圖23 超聲速邊界層轉(zhuǎn)捩區(qū)的展向結(jié)構(gòu)[13]Fig.23 Spanwise structures of transition region of supersonic boundary layer[13]

2.2 超聲速混合層結(jié)構(gòu)

針對超聲速混合層轉(zhuǎn)捩，本團(tuán)隊(duì)先后針對對流馬赫數(shù)Mac為0.12、0.21、0.24、0.32、0.50和0.60等的混合層轉(zhuǎn)捩過程的時(shí)空特性進(jìn)行了研究[14-21]，包括超聲速混合層轉(zhuǎn)捩的流向、展向精細(xì)結(jié)構(gòu)、速度場、密度場分布、脈動(dòng)特征和增長速度等。測試技術(shù)主要采用基于NPLS、背景紋影技術(shù)(BOS)、時(shí)均紋影技術(shù)和瞬態(tài)紋影技術(shù)等。圖24為超聲速混合層風(fēng)洞和流場示意圖，可以看出雙噴管設(shè)計(jì)的超聲速風(fēng)洞能夠產(chǎn)生由層流向湍流轉(zhuǎn)捩的超-超混合層。通過試驗(yàn)研究，獲得了混合層從層流到湍流轉(zhuǎn)捩過程K-H不穩(wěn)定渦的空間結(jié)構(gòu)，以及K-H不穩(wěn)定渦的空間結(jié)構(gòu)隨時(shí)間的發(fā)展過程，如圖25所示，圖24和圖25之間的時(shí)間間隔Δt=10 μs。

圖24 超聲速混合層風(fēng)洞示意圖Fig.24 Schematic diagram of supersonic mixing layer wind tunnel

圖25 超聲速混合層K-H渦的NPLS圖像(Δt=10 μs)Fig.25 NPLS image of K-H vortex in supersonic mixing layer(Δt=10 μs)

另外，對混合層轉(zhuǎn)捩過程速度場分布特征、壓力不匹配混合層流場湍流結(jié)構(gòu)和混合層增長速度進(jìn)行了研究，并與其他方法的研究結(jié)果進(jìn)行了比較[14-15]；研究了湍流混合層試驗(yàn)圖像的分形度量[16]；研究了混合層中激波與湍流的相互作用[17-19]；研究和測量了混合層密度場[20]，對混合層擬序結(jié)構(gòu)密度脈動(dòng)的多分辨率進(jìn)行了測量與分析[20]。圖26為基于NPLS技術(shù)開發(fā)的速度場-密度場測量方法得到的超聲速混合層雷諾應(yīng)力分布[21]。

基于NPLS技術(shù)獲得的流場精細(xì)結(jié)構(gòu)圖像非常適合于采用數(shù)字圖像處理中的邊緣檢測技術(shù)定位超聲速混合層渦結(jié)構(gòu)的空間位置。圖27(a)為典型的超聲速混合層流場NPLS圖像，首先對原始灰度圖進(jìn)行空間濾波，然后進(jìn)行邊緣檢測得到混合層界面，如圖27(b)所示，進(jìn)一步還可以確定渦的發(fā)展規(guī)律。

圖26 基于NPLS的超聲速混合層雷諾應(yīng)力分布[21]Fig.26 Distribution of Reynolds stress of supersonic mixing layer flow field based on NPLS[21]

圖27 原始NPLS圖像與邊緣檢測圖Fig.27 Original NPLS and edge detection images

從試驗(yàn)的角度研究超聲速混合層展向渦結(jié)構(gòu)的時(shí)間演化特征，有助于深入了解可壓縮混合層的三維動(dòng)力學(xué)特性。

圖28(a)為Mac=0.12時(shí)混合層展向渦結(jié)構(gòu)的NPLS圖像。上、下兩幅圖時(shí)間間隔為10 μs，空間分辨率為0.059 mm/pixel，對應(yīng)實(shí)際流場長為47 mm、寬為19 mm，左側(cè)的圖像左端距離混合層出口60 mm，激光片光位于分隔板上方1 mm處；中間的圖像左端距離噴管出口110 mm,激光片光與分隔板處于同一平面，基本位于流向K-H渦的中心位置，右側(cè)的圖像左端距離噴管出口160 mm,激光片光位于分隔板下方1 mm處。圖28(b)為Mac=0.24時(shí)展向渦結(jié)構(gòu)的NPLS圖像。上、下兩幅圖時(shí)間間隔為10 μs，對應(yīng)實(shí)際流場長為51 mm、寬為20 mm，空間分辨率為0.065 mm/pixel。3對圖像左端距離噴管出口分別為60，114，168 mm,激光片光與分隔板處于同一平面。圖28(c)為Mac=0.50時(shí)展向渦結(jié)構(gòu)的NPLS圖像。上、下兩幅圖時(shí)間間隔為10 μs,對應(yīng)實(shí)際流場長為38 mm、寬為15 mm，空間分辨率為0.048 mm/pixel，3對圖像左端距離噴管出口分別為80，120，160 mm,激光片光與分隔板處于同一平面。

由圖28可以看出，在10 μs的時(shí)間間隔內(nèi)，展向渦移動(dòng)距離與流向渦的移動(dòng)距離基本相等，但其形狀變化比流向渦要明顯，因此采用互相關(guān)方法度量其移動(dòng)距離存在一定的誤差。實(shí)際上，不同時(shí)刻的展向渦形狀所體現(xiàn)的是K-H渦不同截面的幾何特征，因此這3組圖像從時(shí)間演化的角度說明了K-H渦本身的非對稱性。這種幾何的非對稱性會(huì)直接加劇渦運(yùn)動(dòng)的動(dòng)力學(xué)不穩(wěn)定性，不穩(wěn)定性導(dǎo)致渦的纏繞和拉伸，從而使大尺度的K-H渦被撕裂為尺度更小的渦結(jié)構(gòu)，實(shí)現(xiàn)質(zhì)量、動(dòng)量和能量在不同尺度的傳遞，并終止于耗散尺度，形成湍流混合層。從工程應(yīng)用的角度來看，K-H渦復(fù)雜的三維結(jié)構(gòu)及其時(shí)間演化特征有助于提高混合層的混合效率，但與此同時(shí)也會(huì)降低流場的氣動(dòng)光學(xué)性能。

大量試驗(yàn)研究表明，對流馬赫數(shù)越低，周期性結(jié)構(gòu)越明顯，隨著對流馬赫數(shù)的升高，周期性結(jié)構(gòu)逐漸破碎，在對流馬赫數(shù)達(dá)到0.5時(shí)，已經(jīng)很難辨識相應(yīng)的周期性結(jié)構(gòu)。除此之外，周期性結(jié)構(gòu)還和來流流場品質(zhì)有著重要的相關(guān)性，如果來流流場品質(zhì)較差，在較低的對流馬赫數(shù)下也可能很難捕捉到周期性結(jié)構(gòu)。

2.3 超聲速壓縮拐角流動(dòng)

超聲速壓縮拐角是另一類與飛行器相關(guān)的典型流動(dòng)，該流動(dòng)往往出現(xiàn)在飛行器表面、翼身結(jié)合部位和發(fā)動(dòng)機(jī)內(nèi)部等。圖29給出的是壓縮角度為25°時(shí)層流模型和湍流模型在某一時(shí)刻的瞬態(tài)流場NPLS圖像[22]，其中，X軸坐標(biāo)原點(diǎn)位于模型的拐點(diǎn)處。圖中清晰地展示了流場的整體結(jié)構(gòu)和流動(dòng)的發(fā)展過程，主流區(qū)均勻地包含了納米示蹤粒子，散射光強(qiáng)分布比較均勻，在邊界層、分離區(qū)等區(qū)域攜帶的納米示蹤粒子較少，所表現(xiàn)出來的散射光強(qiáng)明顯較弱。從圖29可以看出[22]，當(dāng)壓縮角度為25°時(shí)，對于層流模型，超聲速氣流在模型平板壁面形成了層流邊界層，由于下游逆壓梯度的影響，邊界層迅速發(fā)展，并轉(zhuǎn)捩為湍流，快速增厚的邊界層在流場中形成一道誘導(dǎo)激波，對大量的瞬態(tài)流場分析發(fā)現(xiàn)，這道誘導(dǎo)激波的產(chǎn)生與邊界層的發(fā)展變化有著明顯的對應(yīng)關(guān)系。分離后的流動(dòng)與拐點(diǎn)附近的回流區(qū)之間形成了剪切層，并產(chǎn)生了一系列的微弱壓縮波，在剪切層內(nèi)部存在明顯的K-H渦結(jié)構(gòu)。壓縮波不斷匯聚并在回流區(qū)的上方形成分離激波。超聲速流動(dòng)在模型壓縮波面上的某一位置發(fā)生再附，并形成再附激波，再附之后的邊界層重新發(fā)展，并伴隨著結(jié)構(gòu)的演化。

圖28 不同時(shí)間間隔混合層展向渦結(jié)構(gòu)Fig.28 Spanwise structure of vortex in mixing layer at different time intervals

圖29 25°壓縮拐角瞬態(tài)流場NPLS圖像[22]Fig.29 NPLS image of transient flow field of of 25° compression corner[22]

對于湍流模型，其流動(dòng)結(jié)構(gòu)與層流模型存在明顯差異。首先是湍流邊界層的厚度明顯大于層流邊界層，并且其結(jié)構(gòu)上的無規(guī)則性和強(qiáng)烈的脈動(dòng)特性在整個(gè)流動(dòng)中都有所反映，這與層流邊界層存在明顯的失穩(wěn)、轉(zhuǎn)捩發(fā)展過程形成對比。其次是在相同的壓縮角度下，層流模型出現(xiàn)了典型的流動(dòng)分離結(jié)構(gòu)，而湍流模型邊界層在整個(gè)流動(dòng)過程中均表現(xiàn)為附著狀態(tài)，并且在流向范圍內(nèi)沒有明顯的增長。

2.4 激波/邊界層相互作用

圖30為激波分別與層流/湍流邊界層相互干擾的瞬時(shí)流動(dòng)結(jié)構(gòu)[23]，對比兩組圖像的不同之處可以得出邊界層性質(zhì)對激波湍流邊界層相互作用(SWBLI)現(xiàn)象的影響：在入射激波之前，層流邊界層逐漸失穩(wěn)，轉(zhuǎn)捩形成的大尺度擬序結(jié)構(gòu)會(huì)誘導(dǎo)形成一系列的壓縮波系，壓縮波系穿過入射激波后匯聚成的激波位置并不清楚，說明其強(qiáng)度較弱；而湍流邊界層由于與主流的強(qiáng)烈脈動(dòng)，邊界層內(nèi)的亞聲速區(qū)域相對于層流邊界層較小，逆壓梯度向上游傳播的范圍較小，邊界層在斜激波入射點(diǎn)之前迅速增厚，形成的分離區(qū)域比較集中，對主流產(chǎn)生強(qiáng)烈的阻礙作用，所以會(huì)直接形成一道較強(qiáng)的誘導(dǎo)激波。在分離區(qū)之后的一定位置流動(dòng)會(huì)再附，再附時(shí)流動(dòng)方向的改變會(huì)形成反射激波，圖30(a)中反射激波位置清晰，而圖30(b)中幾乎沒有反射激波。為了定量地解釋這一現(xiàn)象，利用PIV瞬時(shí)速度場結(jié)果計(jì)算得到瞬時(shí)渦量場，然后將300組瞬時(shí)渦量場進(jìn)行平均處理，利用最大渦量值歸一化后得到如圖31所示的結(jié)果[23]。

圖30 激波與邊界層相互干擾瞬時(shí)流場結(jié)構(gòu) [23]Fig.30 Flow field structures of shock wave/boundary layer interaction[23]

圖31 激波與邊界層干擾渦量場 [23]Fig.31 Vorticity field of shock wave/boundary layer interaction[23]

從圖31[23]可以看出，層流邊界層內(nèi)大于0.7ωmax的高渦量主要分布在-4.5δ～0.4δ之間，而湍流邊界層內(nèi)的高渦量則分布在-3.6δ～3.2δ之間。以激波在邊界層頂端的入射點(diǎn)P和P′為界，分別將高渦量分布區(qū)分為前后兩個(gè)橢圓形區(qū)域，前半部分對應(yīng)著由激波入射引起的壓縮區(qū)域，層流對應(yīng)的壓縮區(qū)域范圍較大，在這個(gè)區(qū)域形成一系列的壓縮波系，而湍流邊界層對應(yīng)形成的壓縮區(qū)域較小，在這個(gè)區(qū)域壓縮波直接匯聚成斜激波。后半部分對應(yīng)著過激波入射點(diǎn)之后的膨脹區(qū)域，層流邊界層對應(yīng)的膨脹區(qū)域較小，加速作用不明顯，并且由于膨脹作用在較小的范圍內(nèi)完成，過膨脹區(qū)之后速度方向偏離主流方向較大，使得再附過程中速度方向改變較大，再附形成反射激波比較明顯；而湍流邊界層膨脹區(qū)域較大，加速作用要大于層流邊界層，在經(jīng)過一個(gè)較大范圍的膨脹區(qū)域之后，速度方向與主流方向相差較小，因此形成的再附激波會(huì)很弱。

3 超聲速湍流氣動(dòng)光學(xué)試驗(yàn)

3.1 NPLS波前畸變測量技術(shù)

(高)超聲速流動(dòng)的氣動(dòng)光學(xué)性能研究具有廣闊的應(yīng)用背景，如紅外制導(dǎo)、強(qiáng)激光器、激光雷達(dá)、激光通信、照相偵察飛機(jī)和機(jī)載宇航觀察系統(tǒng)等[24-27]?；贜PLS-DT技術(shù)測得超聲速流場某一截面的定量瞬態(tài)密度分布后，借助光線追跡方法，本團(tuán)隊(duì)開發(fā)了一種新的波前畸變測量技術(shù)——NPLS_WT(NPLS Wavefront Technique)。和其他氣動(dòng)光學(xué)波前測量方法相比，該方法的創(chuàng)新之處在于：①高時(shí)空分辨率，其時(shí)間分辨率為6 ns，空間分辨率高達(dá)微米量級，時(shí)間相關(guān)分辨率最高可達(dá)0.2 μs；②避免傳統(tǒng)方法的積分效應(yīng)，可研究局部流場的氣動(dòng)光學(xué)效應(yīng)；③可避免風(fēng)洞試驗(yàn)段壁面邊界層和環(huán)境擾動(dòng)等因素的影響。

當(dāng)光線的波長小于湍流的最小尺度時(shí)，光線追蹤方法完全能夠滿足近場氣動(dòng)光學(xué)畸變的研究要求。根據(jù)光線在連續(xù)折射率場中傳播的理論，光線總是朝著高折射率的方向偏折，偏折角大小取決于垂直于光線傳播方向的折射率梯度分量的大小，光線傳播方向上的折射率梯度分量只會(huì)改變光線的速度，而不會(huì)改變其傳播方向。

Gladstone-Dale關(guān)系式描述了氣體流場密度ρ和折射率n之間的關(guān)系[28]：

n=1+ρKGD

(2)

其中，KGD為Gladstone-Dale常數(shù)，與光的波長有關(guān):

(3)

式中：λ為光的波長。

光線軌跡和折射率之間的聯(lián)系用光線方程表示：

(4)

式中：r為光線傳播軌跡上點(diǎn)的位置矢量；s為光線經(jīng)過的路徑。對于沿著y軸方向傳播的光線來說，其偏轉(zhuǎn)角為

(5)

通過光線追跡法得到光線在流場中的運(yùn)動(dòng)軌跡后，即可計(jì)算光程(OPL)、光程差(OPD)和斯特爾比(SR)等衡量氣動(dòng)光學(xué)畸變的參數(shù)。對于在xOy平面內(nèi)沿y軸方向傳播的光線，其光程定義為

(6)

(7)

式中：上橫線表示光學(xué)孔徑上的空間平均。

斯特爾比是表示目標(biāo)圖像強(qiáng)度衰減的參數(shù)，定義為

(8)

式中：I和I0分別表示有無流場擾動(dòng)時(shí)圖像的最大亮度。在滿足大孔徑近似的條件下[28]，斯特爾比可表示為光程差均方根(RMS)和波長的函數(shù)：

(9)

3.2 基于背景紋影的波前技術(shù)

光線在變折射率流場中會(huì)發(fā)生偏折，導(dǎo)致透過流場觀察到的目標(biāo)偏離其真實(shí)位置，偏移量的大小和流場的折射率分布密切相關(guān)。在BOS系統(tǒng)中，背景圖像和相機(jī)分別置于變折射率流場兩側(cè)，在有、無流場時(shí)采集背景圖像，分別作為實(shí)驗(yàn)圖像和參考圖像，然后采用互相關(guān)算法測量背景圖像上隨機(jī)點(diǎn)的位移，進(jìn)而分析流場的密度分布。BOS技術(shù)有2種模式：PIV模式和紋影模式，如圖32所示。PIV模式的配置相對簡單，較為適用于戶外全尺寸模型或真實(shí)流場的測量，如直升機(jī)螺旋槳周圍流場、爆炸和射擊等流場[26]。該模式的缺點(diǎn)在于，CCD相機(jī)采集背景圖像時(shí)，大多數(shù)光線具有較大的發(fā)散角，經(jīng)過較大的流場范圍，相應(yīng)地降低了BOS的空間分辨率。相比之下，紋影模式的配置較為復(fù)雜，比PIV模式多了一個(gè)凸透鏡和狹縫，凸透鏡和CCD相機(jī)同光軸，狹縫置于凸透鏡的焦點(diǎn)位置。和PIV模式不同的是，紋影模式BOS系統(tǒng)中只有平行于凸透鏡光軸的光線才能透過狹縫，因此空間分辨率較高。從圖32可以看出，紋影模式BOS可測的流場范圍不能超出凸透鏡的孔徑，因此較為適用于實(shí)驗(yàn)室內(nèi)或者風(fēng)洞流場的測量。

圖32 PIV模式和紋影模式的BOS系統(tǒng)Fig.32 BOS system of PIV and schlieren mode

圖33 紋影模式BOS光路示意圖Fig.33 Schematic diagram of BOS light path of schlieren mode

如圖33所示，H為背景圖像和變折射率流場中心之間的距離，W為變折射率流場的寬度；αy為自A點(diǎn)發(fā)出的光通過流場后的偏折角；ΔyA和ΔyB分別為背景圖像上A點(diǎn)和B點(diǎn)的虛擬偏移距離；S為平行光波通過流場后的波前方向。根據(jù)Malus定律，垂直于波面的光線經(jīng)過任意次折射和反射，從系統(tǒng)出射后，光線出射的波面必定與出射光線垂直。因此，圖33中，波前方向S與y軸夾角的大小等于通過該點(diǎn)的光線透過流場后的偏折角αy。

(10)

(11)

(12)

3.3 超聲速混合層氣動(dòng)光學(xué)試驗(yàn)

超聲速混合層是超燃沖壓發(fā)動(dòng)機(jī)、氣動(dòng)光學(xué)以及高能激光武器等眾多領(lǐng)域的研究重點(diǎn)，尤其對于超聲速紅外末制導(dǎo)設(shè)備來說，了解超聲速混合層的氣動(dòng)光學(xué)特性對于改善其光學(xué)性能起到至關(guān)重要的作用[29-32]。采用BOS_WT技術(shù)研究超聲速混合層的氣動(dòng)光學(xué)效應(yīng)，將背景圖像和CCD相機(jī)分別置于超聲速混合層風(fēng)洞試驗(yàn)段的兩側(cè)，風(fēng)洞試驗(yàn)段中心與背景圖像之間的距離H′=440 mm，如圖34所示。沒有流場的情況下，拍攝參考背景圖像，有流場的情況下拍攝時(shí)間間隔為5 μs的試驗(yàn)背景圖像。將試驗(yàn)背景圖像和參考背景圖像進(jìn)行互相關(guān)運(yùn)算，得到如圖35所示的背景圖像位移場[31]。

圖35分別為兩個(gè)時(shí)刻的試驗(yàn)背景圖像與參考圖像之間的相對位移場，該位移場同時(shí)包含背景圖像在x、y軸方向上的相對位移，這是該方法區(qū)別于傳統(tǒng)紋影方法的顯著特征?；ハ嚓P(guān)運(yùn)算中，查問區(qū)尺寸為0.48×0.48mm2，即該位移場的空間分辨率。圖中坐標(biāo)均用x軸方向的流場長度Length歸一化處理，位移單位為pixel。其中，圖35(a)和圖35(b)和圖35(c)分別為t=0 μs時(shí)刻x、y軸方向的位移云圖和位移矢量圖，圖35(d)、圖35(e)和圖35(f)分別為5μs后x、y軸方向的位移云圖和位移矢量圖。從圖35(a)和圖35(d)中能夠看到和超聲速混合層展向結(jié)構(gòu)類似的周期性條帶結(jié)構(gòu)，這是混合層中大尺度渦結(jié)構(gòu)卷起造成的；圖35(b)和圖35(e)則沒有明顯的規(guī)律性可循。比較5μs前后的位移場可以發(fā)現(xiàn)，位移場整體上表現(xiàn)為向下游的平移，而整體分布的變化相對較小。

圖34 超聲速混合層BOS_WT試驗(yàn)裝置Fig.34 Experimental setup for BOS_WT measurement of supersonic mixing layer

將圖35所示的測量結(jié)果代入式(1)和式(2)，再采用Southwell算法進(jìn)行波前重構(gòu)，即得到平面光波通過超聲速混合層后的瞬態(tài)波前分布，如圖36所示。從圖中可以看出，OPD曲面整體變化不是很明顯，主要表現(xiàn)為局部的增大或減小，即在x、y軸方向的變化相對較小。OPD曲面在x軸方向上隱約呈現(xiàn)出一定的周期性，且和背景圖像位移場的周期性相對應(yīng)；y軸方向上的分布沒有明顯規(guī)律可循。觀察5μs前后的波前分布可以發(fā)現(xiàn)，波前主要表現(xiàn)為向下游的平移，且變形相對較小[31]。

采用NPLS-WT技術(shù)可以獲得高時(shí)空分辨率的超聲速混合層的光線波前畸變。圖37的上部分給出了試驗(yàn)得到的兩幀NPLS圖像，二者的時(shí)間間隔為5μs。圖像尺寸為1 500×216，沿流向的物理尺寸為240mm，單個(gè)像素的數(shù)值分辨率為0.16mm。在圖像最左邊，兩股氣流剛剛相遇，它們的混合幾乎沒有開始，此時(shí)，二者的分界面十分明顯，也十分規(guī)則。隨著流場向下游的發(fā)展，流場本身固有的不穩(wěn)定性開始發(fā)展，其表現(xiàn)是兩股氣流的混合明顯起來，并出現(xiàn)了規(guī)則的渦卷，此即所謂的K-H不穩(wěn)定渦。向下游繼續(xù)發(fā)展，非線性不穩(wěn)定性逐漸占據(jù)主導(dǎo)地位，在流場結(jié)構(gòu)上表現(xiàn)為渦的對并和三渦相互作用等。

由于混合層兩股來流的密度是已知的，結(jié)合圖像對應(yīng)的像素值便可進(jìn)行密度場校準(zhǔn)；得到密度場后便可容易地計(jì)算出折射率?？紤]波長λ=1 064 nm的激光，對應(yīng)的G-D常數(shù)KGD=0.219 5 cm3/g。為了便于比較，與圖37中NPLS圖像對應(yīng)的OPL在其下方給出(記流向?yàn)閤軸方向)。通過二者的對比，可以考察流場結(jié)構(gòu)與OPL的對應(yīng)關(guān)系?；跍u方法的混合層數(shù)值模擬，OPL峰谷位置對應(yīng)于渦卷的中心，而OPL的峰對應(yīng)于渦卷中心之間的連接部分。結(jié)合試驗(yàn)結(jié)果可以發(fā)現(xiàn)，這個(gè)對應(yīng)關(guān)系對渦結(jié)構(gòu)規(guī)則的流場是成立的，但對于下游流場，情況變得復(fù)雜起來，二者之間不存在這么簡單的對應(yīng)關(guān)系。對比圖37(b)中兩條曲線，可以發(fā)現(xiàn)在短時(shí)間間隔內(nèi)，OPD的變化以平移為主，其形狀的改變并不明顯。

圖35 背景圖像位移場[31]

圖36 平面光波通過超聲速混合層后的波前分布Fig.36 Wavefront distribution of plane light passing through supersonic mixing layer

圖37 Mac=0.12時(shí)超聲速混合層的NPLS圖像與對應(yīng)的OPD分布Fig.37 NPLS images and the corresponding OPD distribution of Mac=0.12 supersonic mixing layer

基于上述方法，可以對超聲速混合層OPD進(jìn)行三維重構(gòu)，如圖38所示[32]。從圖可以看出，氣動(dòng)光學(xué)波前的分布實(shí)際上很好地反映了超聲速混合層從層流到湍流轉(zhuǎn)捩過程的K-H不穩(wěn)定渦結(jié)構(gòu)。

圖38 平面光波穿過超聲速混合層后瞬態(tài)OPD分布的三維重構(gòu)[32]Fig.38 Three-dimensional reconstruction of OPD distribution of supersonic mixing layer [32]

3.4 超聲速光學(xué)頭罩氣動(dòng)光學(xué)試驗(yàn)

圖39為0°迎角凹窗光學(xué)頭罩模型在Ma=3.0流場中的NPLS圖像[33-34]，空間分辨率為89.6μm/pixel，對應(yīng)的實(shí)際流場范圍為174mm×81mm。觀察圖39可以發(fā)現(xiàn)，均勻撒播納米示蹤粒子的超聲速來流對應(yīng)的圖像區(qū)域亮度均勻；經(jīng)過激波后，流場密度的升高使得單位體積氣體包含較多的納米粒子，散射信號較強(qiáng)，對應(yīng)圖像區(qū)域的灰度較高；而膨脹波后的流場密度逐漸降低，對應(yīng)的圖像區(qū)域變暗。因此，納米粒子在超聲速流場中良好的跟隨性使NPLS圖像能夠定性地反映流場中的密度變化。從NPLS圖像可以看出，超聲速來流遇到光學(xué)頭罩模型的頭部后產(chǎn)生弓形激波，光學(xué)窗口之前的邊界層尚處于層流狀態(tài)。氣流到達(dá)光學(xué)窗口上方的凹槽后開始膨脹，形成一系列膨脹波，并伴有分離區(qū)的產(chǎn)生。膨脹后的氣流遇到光學(xué)窗口后形成一系列壓縮波，在下游的某一位置，這一系列壓縮波匯聚成一道激波。在壓縮波的下游出現(xiàn)了湍流邊界層，不同尺度的渦結(jié)構(gòu)清晰可見。大量試驗(yàn)結(jié)果表明，湍流邊界層存在于光學(xué)窗口上方的大部分區(qū)域。圖39中白線的交點(diǎn)表示湍流邊界層中一個(gè)小渦在該時(shí)刻的渦心位置，5μs后該渦沿水平方向移動(dòng)了2.33mm的距離。觀察上、下兩圖中的湍流邊界層發(fā)現(xiàn)，5μs的時(shí)間內(nèi)，渦運(yùn)動(dòng)主要表現(xiàn)為向下游的平移，而變形相對較小。這說明湍流邊界層并不是雜亂無章、完全隨機(jī)的，而是在其紊亂的性質(zhì)背后，仍有規(guī)律可循。湍流邊界層是導(dǎo)致氣動(dòng)光學(xué)效應(yīng)的重要因素之一，圖39中的湍流邊界層覆蓋了大部分光學(xué)窗口區(qū)域，再加上激波和膨脹波的影響，透過該區(qū)域流場的光束會(huì)產(chǎn)生偏折、抖動(dòng)和圖像模糊等氣動(dòng)光學(xué)效應(yīng)。圖39中光學(xué)窗口上方的激波和膨脹波隨時(shí)間基本沒有變化，湍流邊界層內(nèi)渦的運(yùn)動(dòng)和發(fā)展是導(dǎo)致氣動(dòng)光學(xué)畸變隨時(shí)間變化的主要原因。

圖39 Ma=3.0流場中0°迎角凹窗光學(xué)頭罩NPLS圖像(Δt=5 μs)Fig.39 NPLS image of optical cone with the 0° angle of attack in Ma=3.0 flow field (Δt=5 μs)

圖40 Ma=3.0流場中0°迎角凹窗光學(xué)頭罩窗口上方瞬態(tài)密度場Fig.40 Transient density field of optical cone with 0° angle of attack in Ma=3.0 flow field

圖40為Ma=3.0時(shí)流場中0°迎角凹窗光學(xué)頭罩窗口上方瞬態(tài)密度場，圖41為平面光波通過圖41所示流場后的OPD分布。對應(yīng)的SR分別為0.387 74和0.109 57。圖40中湍流邊界層的兩個(gè)渦Ⅰ、Ⅱ、Ⅰ′和Ⅱ′在空間位置上分別對應(yīng)圖41中的A、B、A′和B′，湍流邊界層中較低的密度使得對應(yīng)區(qū)域A和B的OPD相對較低。從圖中可以看出：下游激波層厚度較大，使得OPD的分布整體上呈現(xiàn)遞增的趨勢；靠近上游的流場中不存在湍流邊界層，波前分布較為平緩；隨著湍流邊界層中渦尺度的逐漸增大，OPD也呈現(xiàn)出局部相對降低的趨勢，而且渦越大，對OPD局部的影響也越大。湍流邊界層的運(yùn)動(dòng)和發(fā)展導(dǎo)致了OPD曲線局部分布的變化：經(jīng)過5 μs的時(shí)間后，OPD整體分布趨勢變化不大；湍流渦Ⅰ和Ⅱ的運(yùn)動(dòng)主要表現(xiàn)為平移，變形相對較??；A′、B′區(qū)域OPD的分布整體表現(xiàn)為向下游的平移，OPD大小變化是湍流邊界層平移和變形綜合作用的結(jié)果。

圖41 圖40所示流場對應(yīng)的OPD分布Fig.41 OPD distribution of flow field corresponding to Fig.40

Ma=3.0流場中，0o迎角凹窗光學(xué)頭罩窗口上方流場結(jié)構(gòu)復(fù)雜，存在激波、膨脹波和湍流邊界層，它們對光波的傳輸存在不同程度的影響。通過光線追跡理論測量了光波在圖41(a)所示流場中的OPD分布，如圖42所示。其中，圖42(a)為流場密度分布圖，白線表示流場中的不同位置，分別對應(yīng)W=50,150,200,300,350,428；圖42(b)為光波在流場中不同位置的OPD分布；圖42(c)為圖42(a)中各白線處對應(yīng)的OPD分布，縱坐標(biāo)主刻度的間距為0.1 μm，虛線表示各種情況下OPD=0 μm的位置。從起始位置到W=50，光波始終處于均勻來流區(qū)域，均勻的密度分布沒有對波前造成明顯的影響；當(dāng)光波傳輸?shù)絎=150的位置時(shí)，激波1前后的密度差異導(dǎo)致波前發(fā)生明顯變化，波前OPD分布沒有改變，而波后OPD分布隨S遞增，這是因?yàn)殡S著S的增大，光波通過波后高密度區(qū)域的距離增大；光波完全透過激波1，到達(dá)W=200時(shí)，OPD呈現(xiàn)出隨S大致遞增的分布特征，這是因?yàn)镾越大，光線經(jīng)過波后高密度區(qū)域的距離越大；在W=300的流場位置，膨脹波的非均勻分布使得OPD在300

圖42 光波在圖41(a)所示流場中的OPD分布Fig.42 OPD distribution of light wave of flow field in Fig.41(a)

4 結(jié) 論

隨著我國航空航天技術(shù)的不斷發(fā)展，大量工程項(xiàng)目的應(yīng)用對流動(dòng)機(jī)理研究提出了需求。尤其是對與(高)超聲速飛行器相關(guān)的流動(dòng)規(guī)律的研究和理解，成為提升飛行器性能的關(guān)鍵問題之一。由于這類流動(dòng)所具有的非定常性、強(qiáng)梯度和可壓縮性對試驗(yàn)方法與風(fēng)洞設(shè)計(jì)技術(shù)提出了挑戰(zhàn)，本文從試驗(yàn)研究的角度，圍繞流場精細(xì)測試技術(shù)、風(fēng)洞設(shè)計(jì)技術(shù)以及這些技術(shù)在與(高)超聲速飛行器相關(guān)的典型流動(dòng)中的應(yīng)用展開論述。

超聲速NPLS是由本團(tuán)隊(duì)研發(fā)的非接觸光學(xué)測試技術(shù)，它能夠以較高的空間分辨率來揭示超聲速三維流場瞬態(tài)剖面的時(shí)間解析的流動(dòng)結(jié)構(gòu)。許多文獻(xiàn)表明NPLS是研究超聲速湍流的有效技術(shù)。近年來，本團(tuán)隊(duì)?wèi)?yīng)用NPLS技術(shù)在超聲速湍流研究中取得了較大的進(jìn)展。并且基于NPLS開發(fā)了其他幾種技術(shù)，比如基于NPLS的密度場測量技術(shù)(NPLS-DT)能夠獲得超聲速流動(dòng)的密度場信息并進(jìn)一步得到雷諾應(yīng)力分布，基于NPLS新型超聲速流場的氣動(dòng)光學(xué)波前測量方法——NPLS_WT，具有高時(shí)空分辨率的特點(diǎn)，能夠?qū)α鲌鲞M(jìn)行局部分析，可避免其他測量方法的積分效應(yīng)，而且可避免風(fēng)洞邊界層和環(huán)境干擾等因素的影響。由于NPLS技術(shù)能對雷諾壓力和湍動(dòng)能等統(tǒng)計(jì)量進(jìn)行測量，NPLS有望在發(fā)展可壓縮湍流模型的工作中發(fā)揮作用。介紹了這些技術(shù)在超聲速邊界層、超聲速混合層、超聲速壓縮拐角、激波/邊界層相互作用和光學(xué)頭罩繞流等流動(dòng)中的應(yīng)用，清晰地再現(xiàn)了邊界層、混合層和激波等典型流場結(jié)構(gòu)及其時(shí)空演化特性。

(高)超聲速邊界層自然轉(zhuǎn)捩特性是另一個(gè)非常值得關(guān)注的問題。然而常規(guī)的風(fēng)洞由于設(shè)計(jì)上的不足，其試驗(yàn)段的噪聲導(dǎo)致模型表面邊界層提前轉(zhuǎn)捩，影響了試驗(yàn)的準(zhǔn)確度。研究該類問題需要能夠產(chǎn)生“安靜”來流的靜風(fēng)洞。本文以作者所在團(tuán)隊(duì)設(shè)計(jì)、建造的高超聲速靜風(fēng)洞為例，介紹了靜風(fēng)洞的概念，分析了噪聲來源，論述了實(shí)現(xiàn)靜氣流的層流化噴管設(shè)計(jì)方法,以及實(shí)現(xiàn)超-超混合層的超聲速混合層風(fēng)洞設(shè)計(jì)技術(shù)。

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Tel: 0731-84574793

E-mail: 13787410478@163.com

*Corresponding author. Tel.： 0731-84574793 E-mail: 13787410478@163.com

Progress on experimental techniques and studies of hypersonic/supersonic flows

YI Shihe*, CHEN Zhi, ZHU Yangzhu, HE Lin, WU Yu

CollegeofAerospaceScienceandEngineering,NationalUniversityofDefenseTechnology,Changsha410073,China

The research of flows associated with the hypersonic aircraft has aroused more and more attention. Experimental techniques and wind tunnel designing methods are challenged when applied to these flows, due to the unstableness, intensive gradients and compression effects. Supersonic nano-tracer planar scattering (NPLS) technique is a non-intrusive optic measuring method proposed by the author’s research group. It can reveal structures of a transient cross-section of supersonic three-dimensional flow field at high spatial and temporal resolution. In this paper, techniques are introduced including NPLS, density measurement, Reynolds stress measurement, aero-optic wavefront measurement based on NPLS. Applications of these techniques on supersonic boundary layer, supersonic mixing layer, supersonic compression-corner flow, shock/boundary layer interaction and supersonic flow passing over an optic cowl are reviewed. Typical flow structures such as boundary layer, mixing layer and shock wave are revealed along with the corresponding temporal evolution characteristics. In addition, to simulate and study the nature transition of boundary layer in the atmospheric conditions and to study supersonic mixing layer transition, the design of hypersonic quiet wind tunnel and supersonic mixing layer wind tunnel are introduced along with the laminarized nozzle designing.

supersonic flow; aero-optics; shock waves; boundary layer; hypersonic quiet wind tunnel; nano-tracer planar scattering technique

2014-06-04； Revised： 2014-08-26； Accepted： 2014-10-08； Published online： 2014-10-09 08:41

s： National Natural Science Foundation of China (11172326); National Basic Research Program of China (2009CB724100)

2014-06-04; 退修日期： 2014-08-26; 錄用日期： 2014-10-08; 網(wǎng)絡(luò)出版時(shí)間： 2014-10-09 08：41

www.cnki.net/kcms/detail/10.7527/S1000-6893.2014.0230.html

國家自然科學(xué)基金 (11172326)；國家“973”計(jì)劃(2009CB724100)

Yi S H, Chen Z, Zhu Y Z, et al. Progress on experimental techniques and studies of hypersonic/supersonic flows[J].Acta Aeronautica et Astronautica Sinica, 2015, 36(1): 98-119. 易仕和， 陳植， 朱楊柱， 等．(高)超聲速流動(dòng)試驗(yàn)技術(shù)及研究進(jìn)展[J]．航空學(xué)報(bào), 2015, 36(1): 98-119.

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

10.7527/S1000-6893.2014.0230

V221.7

A

1000-6893(2015)01-0098-22

易仕和 男， 博士， 教授， 博士生導(dǎo)師。主要研究方向：高超聲速飛行器流場可視化與非接觸精細(xì)測試技術(shù)；飛行器可壓縮湍流及復(fù)雜流動(dòng)的研究與應(yīng)用；高超聲速氣動(dòng)實(shí)驗(yàn)設(shè)備及其實(shí)驗(yàn)技術(shù)；航天氣動(dòng)光學(xué)與成像制導(dǎo)技術(shù)。

*通訊作者.Tel.： 0731-84574793 E-mail: 13787410478@163.com

URL： www.cnki.net/kcms/detail/10.7527/S1000-6893.2014.0230.html