高超聲速雙楔激波干擾定常射流控制試驗研究

謝瑋，羅振兵，*，周巖，劉強，吳建軍，董昊

1.國防科技大學 空天科學學院，長沙 410073

2.南京航空航天大學 航空學院，南京 210016

飛行器在超聲速/高超聲速飛行時，機體及各氣動部件（鈍前緣、進氣道、鈍舵、尾翼等）均會出現(xiàn)激波，激波干擾即是指由激波引發(fā)的干擾現(xiàn)象［1-3］，一般包括激波/邊界層干擾與激波/激波干擾。激波/邊界層干擾是指激波與邊界層之間的干擾現(xiàn)象，對于實際飛行器，激波干擾更加復雜，往往還會產生多道激波之間的干擾，即激波/激波干擾。本文主要關注激波/激波干擾問題，但激波/激波干擾中也不可避免存在著激波/邊界層干擾［4-5］，因此后文以激波干擾進行描述。

從幾何空間上看，常見的激波干擾有兩種產生形式：一種是由飛行器氣動部件自身誘導產生的多道激波之間的相互干擾，例如雙楔構型中的兩道同族激波相互干擾、鈍舵構型中脫體激波與分離激波的相互干擾等；另一種是各氣動部件之間的激波相互干擾，例如飛行器的頭部激波與下游進氣道唇口處弓形激波以及尾翼/襟翼/鈍舵前緣激波之間的相互干擾等［4-7］。

Edney［8］早期以斜激波入射弓形激波為入手點對激波干擾問題進行了系統(tǒng)的分析，研究發(fā)現(xiàn)激波干擾流場中會產生激波、膨脹波、剪切層和超聲速射流等復雜流動結構，導致壁面壓力和熱流急劇上升；同時，他們根據(jù)激波入射位置以及產生的流場結構的不同，將激波干擾現(xiàn)象分成6類，其中第Ⅳ類干擾現(xiàn)象最為嚴重，所產生的壓力和熱流可達駐點數(shù)倍。Olejniczak等［9］在高超聲速雙楔流動中也發(fā)現(xiàn)了4 種激波干擾類型，其中第Ⅳ、Ⅴ、Ⅵ類與Edney 的分類一致，此外還新發(fā)現(xiàn)了一種第Ⅳr 類干擾。Edney［8］和Olejniczak等［9］針對斜激波入射鈍頭和雙楔的兩種分類奠定了激波干擾分析和研究的基礎，這兩類構型也成為了激波干擾問題研究的典型構型［10-14］。

國際上以美國為代表的眾多國家和單位，包括美國國家航空航天局（National Aeronautics and Space Administration，NASA）蘭利研究中心［15］、卡爾斯本大學巴法羅研究中心［16］、伊利諾伊大學［17］、羅格斯-新澤西州立大學［18］等對激波干擾致力致熱特性開展了持續(xù)性研究。例如，NASA 蘭利研究中心的Keyes和Hains 等的試驗研究表明，第Ⅲ類和第Ⅳ類斜激波入射型激波干擾會造成嚴重的氣動載荷，壓力和熱流極值最大約為無干擾時的7.5和17.0倍［15］。國內中國科學院力學研究所［19］、中國科學技術大學［20-21］、中國空氣動力研究與發(fā)展中心［22］以及國防科技大學［23］等單位也對激波干擾問題開展了研究。近期，中國科學院力學研究所彭俊［19］在JF-12 高焓高超聲速風洞中開展了大尺寸激波干擾試驗；結果表明激波干擾作用下壓力極值增大了5倍，熱流極值增大了12倍。由此可見采取適當?shù)牧鲃涌刂品绞綄げǜ蓴_區(qū)域實施控制具有重要意義。

然而，目前對于激波干擾問題的主動流動控制研究主要針對激波/邊界層干擾控制［24-27］，對于激波干擾問題的主動流動控制研究還較少。Albertson和Venkat［28］初步開展了第Ⅲ、Ⅳ類激波干擾逆向射流控制試驗研究；結果表明逆向射流可以顯著改變第Ⅲ、Ⅳ類激波干擾結構，避免其直接撞擊唇口前緣，但遺憾的是他們未開展定量的試驗測量。吳文堂［29］、王殿愷［30］等開展了高重頻激光能量沉積控制第Ⅳ類激波干擾的數(shù)值模擬研究，結果表明典型工況中頻率150 kHz、單脈沖能量5 mJ 的高重頻激光可實現(xiàn)鈍頭體表面峰值駐點壓力、熱流和波阻分別降低40%、33%和23%。謝瑋等［31］開展了等離子體合成射流高焓高超聲速流場雙楔第Ⅵ類激波干擾控制試驗，結果表明等離子體合成射流可以顯著消除二楔斜激波和激波干擾點。唐孟瀟［32］、孔亞康［33］和張傳標［34］等基于陣列表面電弧放電激勵器也開展了雙楔第Ⅵ類激波干擾控制，取得了類似的控制效果。但由于放電過程中強電磁干擾的影響，上述試驗中均未能測得有效定量試驗數(shù)據(jù)。綜上所述，已開展的激波干擾主動流動控制研究結果缺少試驗定量驗證，且控制效果也有待進一步提升。因此，本文采用紋影和熱流測量技術，針對雙楔第Ⅴ類、第Ⅳ類激波干擾開展了定常射流控制試驗研究，以驗證定常射流對激波干擾流場的控制作用及降熱效果。射流產生方式主要為高壓氣源，此外，基于課題組高速來流能量利用思想［3］，提出了雙楔激波干擾自持射流控制方法。

1 試驗設置

1.1 風洞及試驗模型

試驗在南京航空航天大學?500 mm 高超聲速風洞（Nanjing University of Aeronautics and Astronautics ?500 mm Hypersonic Wind Tunnel，NHW）中開展，NHW 是一座高壓下吹-真空吸氣暫沖式高超聲速風洞。風洞試驗來流馬赫數(shù)Ma∞=8，來流總壓P0=0.94 MPa，來流總溫T0=518 K，單位雷諾數(shù)Reunit=3.9×106m-1，有效試驗時間約為7 s。風洞試驗共采用了6 個風洞試驗模型，即30-60 基準、30-60氣源、30-60自持、30-75基準、30-75氣源和30-75自持試驗模型?！?0”是指一楔角度為30°，“60/75”是指二楔角度為60°/75°，“基準”是指無射流控制的雙楔試驗模型，“氣源”是指通過高壓氣源產生氣源射流的雙楔試驗模型，“自持”是指通過集氣通道收集高速來流產生自持射流的雙楔試驗模型。

以30-60 氣源模型為例展示試驗設置。如圖1（a）和圖1（b）所示（L 表示長度，?表示直徑），雙楔寬60 mm，一楔長L1=169.9 mm，二楔長L2=89.7 mm。在一楔上設置40 mm×2 mm長方形縫狀射流出口，射流出口距離一楔、二楔交界處24.5 mm，射流噴射方向與一楔表面成60°夾角。當前設置模型的展向寬度偏窄，若模型加寬，由于射流展向控制范圍有限，因此射流出口展向寬度也需要相應加寬，而射流從氣源流向射流出口，壓力損失大，且射流出口寬度越大，損失越大，易導致形成的射流偏弱。此外，若試驗模型過寬，風洞堵塞度可能過大。射流出口位置則是在滿足熱電偶安裝的情況下盡可能靠近受控激波干擾區(qū)，以期取得更好的控制效果。射流出口下游模型中線上共布置15 個?2 mm 熱電偶安裝孔用于安裝熱電偶，其中一楔共布置3個，間距5 mm；二楔共布置12個，間距6 mm，熱電偶用于測量射流控制前后激波干擾區(qū)熱流變化。射流入口為直徑7 mm 的圓柱型通道，射流入口插入內徑4 mm、外徑6 mm 圓截面的高壓氣管，隨后射流經過寬為40 mm、厚為4 mm 的長方形截面過渡水平通道，再流入豎直方向寬為40 mm、厚為2 mm 的射流通道，并從射流出口噴出。過渡水平通道的設計即是為了使射流在流入豎直射流通道前基本轉變成縫隙狀，從而使縫狀射流更加均勻?？紤]到安裝問題，在距離射流出口約32 mm 的位置設置了壓力傳感器安裝孔，用于安裝NS-3 壓力傳感器測量射流出口靜壓。

圖1 試驗設置Fig.1 Experimental setup

30-60 自持模型將射流通道改為集氣通道，如圖1（c）和圖1（d）所示。自持射流的基本原理類似于進氣道，即充分利用激波增壓和來流動能增壓，對于本文試驗模型，來流首先通過雙楔模型下方斜激波進行了初步增壓，此時來流速度仍然為超聲速，仍然具有較高的動能；隨后來流進入集氣通道，由于集氣通道為收縮型結構，來流將進一步減速，由能量守恒方程可知，高速來流的動能進一步轉化為壓力能；但此時，來流速度可能仍然較高，因此在過渡通道可能會出現(xiàn)滯止激波，進一步減速增壓，并經過射流通道在射流出口形成自持射流。

此外，30-60 基準模型相比30-60 氣源模型取消了射流通道和射流孔，30-75 系列3 個模型將二楔角度改為75°，其他設置與對應的30-60 系列模型保持一致。以30-60 自持模型為例展示了原點和坐標軸的設定，如圖1（c）和圖1（d）所示，原點為一楔和二楔交線的中點，X 方向與一楔平行并指向流向下游，Y 方向垂直于一楔，因此在計算二楔上熱電偶X 坐標時，30-60 模型和30-75 模型需要分別按30°和45°進行投影。

風洞試驗工況如表1 所示，其中工況1-1 采用的是30-60 基準模型；工況1-2～1-8 采用的是30-60 氣源模型，通過高壓氣源（常溫）產生不同壓比的氣源定常射流進行流動控制，射流壓比（Pressure Ratio，PR）定義為射流出口靜壓與一楔斜激波波后靜壓（約2.9 kPa）的比值；工況1-9為30-60 自持模型，通過集氣通道集氣產生自持射流進行流動控制；工況2-1 為30-75 基準模型，工況2-2～2-11 為30-75 氣源模型，工況2-12 為30-75 自持模型。

表1 試驗工況Table 1 Experimental cases

1.2 試驗測量裝置

熱電偶采用的是中國科學院力學研究所研制的E 型同軸熱電偶，如圖2 所示，該熱電偶是基于表面溫度測量熱傳導理論研制的熱流傳感器，通過測定溫度變化歷程反算得到熱流。熱電偶熱流信號響應時間小于5 μs，溫度測量范圍為-100～500 ℃，熱流測量范圍為0～50 MW/m2，熱流測量精度<7%。

圖2 E 型同軸熱電偶Fig.2 E-type coaxial thermocouple

傳感器測量熱流時，首先測得溫度隨時間的變化曲線，隨后換算成熱流值，熱流計算公式為

式中：T 為溫度；t 為時刻；τ 為時間變量。

離散后的熱流計算公式為

式中：n 為采集點序列數(shù)；i 為循環(huán)數(shù)；ti為時刻；T（ti）為ti時刻熱電偶輸出溫度值，其余下標含義以此類推；ρck 為熱電偶平均物性參數(shù)，試驗采用的熱電偶（ρck）1/2=8 160 J/（s1/2·m2·K）。

采用上海天沐公司的NS-3 壓力傳感器測量試驗模型射流出口處靜壓，傳感器量程為0～400 kPa，綜合測試精度為±0.25%F.S.（F.S.即Full Scale，滿量程）。

風洞試驗段兩側設置有兩個?350 mm 光學玻璃窗口，試驗中通過該窗口進行了紋影拍攝。紋影系統(tǒng)包括光源、兩個凹面鏡、兩個平面鏡、刀口以及高速相機，采用典型的Z 型布置，相機采用的是ACS-3 高速相機，拍攝幀頻為1 000 fps，曝光時間為1.1 μs。

數(shù)據(jù)采集系統(tǒng)采用的是東華DH8302 動態(tài)信號測試分析系統(tǒng)，該數(shù)據(jù)采集儀量程范圍5～10 000 mV、采樣頻率最高可達1 MHz、噪聲<3 μVrms，適用于低信號值（63 μV/K）熱電偶的數(shù)據(jù)采集。此外DH8302 配備有熱電偶采集模塊，便于試驗測量，試驗中共使用了15 個采集通道。

2 無控激波干擾流場與熱流分析

30-60 基準模型和30-75 基準模型紋影、流場結構示意圖和熱流測量結果如圖3、圖4 所示，熱流測量結果的橫坐標為熱電偶測點的幾何相對位置X/L1（X 為各熱電偶測點的橫坐標，L1為一楔長度）。對比文獻［9］基于無黏流場的分類可知，30-60 基準模型中流場結構為典型的第Ⅴ類激波干擾。一楔產生的斜激波IP 與二楔產生的弓形激波PW 相互干擾，產生透射激波PT、馬赫桿TQ，三波點P和T 發(fā)出的兩道滑移線C1和C2形成射流邊界，包裹著超聲速射流［4，9］。此外，一楔和二楔之間產生了一個分離區(qū)，分離區(qū)上游產生了分離激波SO，且分離激波末端打在透射激波PT上，分離區(qū)下游產生再附激波BQ，與馬赫桿TQ 相連接。需要指出的是，文獻［4，9］中，三波點Q 發(fā)出的滑移線包圍著超聲速氣流向下游移動，QR 是反射激波，下游可能還存在相應的激波結構，但在試驗中上述流動現(xiàn)象未能通過紋影觀測到。從熱流沿流向的變化結果可以看出，激波干擾區(qū)的熱流顯著高于非激波干擾區(qū)，熱流極值位于激波干擾區(qū)與二楔壁面的接觸區(qū)域，即X/L1=0.08（測點6，再附點R和反射激波點B 之間），約91.9 kW/m2。

圖3 30-60 基準和30-75 基準模型紋影測量結果及流場結構示意圖Fig.3 Schlieren measurement results and schematic diagrams of flow structures for 30-60 reference and 30-75 reference models

圖4 30-60 基準和30-75 基準模型熱流測量結果Fig.4 Heat flux measurement results for 30-60 reference and 30-75 reference models

由于本文模型展向寬度偏窄，可能存在著三維效應的影響，為了確認流場波系結構，利用激波極線［4］方法對30-60 基準流場進行了理論分析。如圖5 所示，圖中θ 為氣流偏轉角，P/P∞為流場靜壓與來流靜壓的比值，激波極線圖中某一特定的點即對應于圖3 流場示意圖相應區(qū)域的流場參數(shù)。來流馬赫數(shù)Ma∞=8，原點即點對應來流參數(shù)。一楔后馬赫數(shù)Ma1=2.58，流場參數(shù)由跳至①點。分離激波波后馬赫數(shù)Ma2=2.41，流場參數(shù)由①點跳至②點。透射激波PT 波后馬赫數(shù)Ma3=1.98，流場參數(shù)由弱解的②點跳至強解的③④點，其中④點是弓形激波PW 后的流場參數(shù)，透射激波PT 的作用即是對②區(qū)的流場進一步增壓，以實現(xiàn)③區(qū)和④區(qū)的壓力匹配。斜激波QB 波后馬赫數(shù)Ma7=1.25，流場參數(shù)由②點跳至⑦點。激波極線中①⑦點位置由一楔角30°、二楔角60°確定，②點由紋影圖中分離激波角（55.8°）確定。③④點位于②區(qū)分離激波極線與區(qū)來流激波極線交點處，與之類似，⑤⑥點位于③區(qū)激波極線與②區(qū)分離激波極線交點處，⑧⑨點位于②區(qū)分離激波極線與⑦區(qū)激波極線交點處。從激波極線的分析及與文獻［9］無黏結果的對比可以確認，圖3給出的第Ⅴ類激波干擾流場示意圖是合理的。后文中第Ⅳ類激波干擾基準流場及射流控制流場參考30-60 基準模型給出了流場結構示意圖，但由于黏性影響大且彎曲激波較多，僅在射流噴出等影響較小的區(qū)域利用激波極線進行了一定的輔助分析。

圖5 30-60 基準流場對應激波極線Fig.5 Shock polar diagram for 30-60 reference flow field

30-75 基準模型中流場結構則為典型的第Ⅳ類激波干擾。此時，斜激波IP和弓形激波PW 干擾產生的超聲速射流結構直接沖擊二楔壁面，并在沖擊處產生高熱流，即X/L1=0.12（測點8，滑移線C1和C2與壁面交點之間），熱流極值約為111.1 kW/m2，高于30-60 基準模型中第Ⅴ類激波干擾產生的熱流極值。此外，除30-60 基準模型激波干擾區(qū)對應的幾個測點，30-75 基準模型各測點對應的熱流均要更高。由于二楔角度增大，分離區(qū)明顯變大，此時分離激波SO 與一楔斜激波IP 相互干擾，相交于點S1并導致斜激波的后半段S1P 角度增大，而分離激波SO 的后半段角度則顯著變小，且略為彎曲。需要指出的是，紋影圖中馬赫桿TQ直接與分離區(qū)相連接，且未觀察到明顯的再附激波，再附激波可能與馬赫桿TQ 融合，由此可見分離區(qū)對激波干擾區(qū)域影響較大。試驗中第Ⅴ、Ⅳ類激波干擾流場中均觀察到了分離激波的非定常運動，但激波干擾區(qū)域流場結構及熱流測量結果隨時間振蕩變化較小，因此分析認為分離激波的非定常運動對本文研究影響較小。

3 雙楔激波干擾射流控制

3.1 第Ⅴ類激波干擾控制

接著開展了雙楔激波干擾射流控制研究，首先是30-60 模型中第Ⅴ類激波干擾的控制，紋影及示意圖如圖6、圖7 所示。隨著氣源射流的噴出，射流誘導產生一道弓形射流激波JP2，射流和射流激波共同對下游激波干擾區(qū)產生控制作用，使激波干擾流場發(fā)生顯著變化，不再呈現(xiàn)典型的第Ⅴ類激波干擾結構。弓形射流激波JP2與一楔斜激波IP1相交于P1，并相互干擾產生膨脹波系P1L［9，32］。而弓形 射流激波JP2與二楔 弓形激 波P2W 相互干擾，誘導產生透射激波P2N和馬赫桿P2Q。射流與來流之間形成剪切層JM，在一定程度上隔絕了激波干擾區(qū)與壁面之間的干擾。強射流使得分離區(qū)及分離激波SS1向上游移動，并與一楔斜激波相交于S1點。由于射流寬度沒有展向全覆蓋，因此紋影流場中可能存在三維效應的影響，因此采取激波極線方法進行輔助分析驗證是必要的。然而，對于射流控制下雙楔復雜流場，黏性的影響難以消除，且流場中包含較多的彎曲激波，因此綜合考慮，針對可能出現(xiàn)三維效應的射流出口附近激波干擾區(qū)進行理論分析。以PR=1.2 流場為例，如圖6（a）、圖7（a）、圖8，來流馬赫數(shù)Ma∞=8，原點即點對應來流參數(shù)。一楔后馬赫數(shù)Ma1=2.58，流場參數(shù)由點跳至①點。分離激波角相比基準流場略微增大，約為56.6°，波后馬赫數(shù)Ma2=2.37，流場參數(shù)由①點跳至②點。將弓形射流激波JP2靠近射流出口部分近似看做直線斜激波，測得激波角度約為70°，其波后馬赫數(shù)Ma3=1.88，流場參數(shù)由②點跳至③點。從圖8 激波極線可以看出，弓形激波波后激波極線未與來流激波極線相交，即③區(qū)靜壓高于⑤區(qū)靜壓，因此，為了實現(xiàn)壓力匹配，產生了膨脹波P1L。而P1K 理論上應為滑移線，紋影圖中對應位置可能是紋影圖三維積分效應的影響。而對于P2點附近的激波干擾，主要由射流弓形激波JP2誘導，因此，分析認為三維效應影響較小。由于射流壓比越大，弓形射流激波角越大，因此③區(qū)與⑤區(qū)的壓力差越大，膨脹波越強，但其對應射流噴出區(qū)域的流場結構均一致。

圖6 第Ⅴ類激波干擾氣源/自持射流控制紋影測量結果Fig.6 Schlieren measurement results of Type-Ⅴ shock interaction control by steady/self-sustaining jets

圖7 第Ⅴ類激波干擾射流控制示意圖Fig.7 Schematic diagrams of Type-Ⅴ shock interaction control by jets

圖8 第Ⅴ類激波干擾射流控制流場（PR=1.2）激波極線Fig.8 Shock polar diagram of Type-Ⅴ shock interaction control flow field by jets（PR=1.2）

隨著射流壓比的變化，P2點附近流場結構有一定的變化，并對降熱效果有顯著的影響。當氣源射流壓比較小時（PR≤4.8，圖6（a）～圖6（c）、圖7（a）），弓形射流激波JP2相對較弱，對馬赫桿P2Q 的強度影響較小，馬赫桿P2Q 仍與壁面有著較強的相互干擾，馬赫桿P2Q 所在位置附近也是壁面高熱流所在，如圖9 所示。但可以發(fā)現(xiàn)，隨著射流壓比增大，馬赫桿P2Q 逐漸被射流推向下游，雙楔表面熱流值也相應改變。如圖9 所示，基準工況中熱流極值出現(xiàn)在X/L1=0.08（測點6），壓比1.2和3.0 時熱流極值均出現(xiàn)在X/L1=0.17（測點9），而壓比4.8 時熱流極值則出現(xiàn)在X/L1=0.20（測點10）。當射流壓比較大時（PR>4.8，圖6（d）～圖6（g）、圖7（b）），弓形射流激波JP2與二楔弓形激波P2W 相互干擾，在馬赫桿P2Q 上游產生透射激波P2Q1并與剪切層JM 相交于Q1點。在透射激波P2Q1和強射流作用下，馬赫桿P2Q 被顯著削弱，其原理類似于將強激波分散成多個弱激波系的控制方法。相應的，熱流也顯著降低，不再存在明顯的極值，如圖9 所示，熱流較高區(qū)域均出現(xiàn)在X/L1=0.27、0.30（測點12、13）?？傮w而言，熱流極值隨著射流壓比的增大而不斷降低，相比基準工況時的91.9 kW/m2，射流壓比12.0 時的熱流極值僅為17.3 kW/m2，降低了約81.2%。

圖9 第Ⅴ類激波干擾氣源/自持射流控制熱流測量結果Fig.9 Heat flux measurement results of Type-Ⅴ shock interaction control by steady/self-sustaining jets

結合不同射流壓比下的紋影、示意圖及熱流測量結果，分析認為氣源射流控制下雙楔表面熱流降低主要有兩方面原因：一是隔絕作用，即氣源射流噴射到激波干擾流場中后，覆蓋了雙楔壁面并與來流相互作用產生剪切層，在一定程度上隔絕了激波干擾區(qū)域與壁面之間的熱量傳導；二是結構改變作用，即氣源射流顯著改變了激波干擾結構，避免了局部強激波干擾區(qū)的產生。不同射流壓比下兩種因素起的作用不同：當射流壓比較小時，激波干擾結構雖然有所改變，但激波干擾作用仍然較強，隔絕作用占主導；而當射流壓比較大時，兩種因素共同起重要作用，激波與壁面的干擾顯著減弱，因此熱流顯著降低。

圖6（h）展示了第Ⅴ類激波干擾自持射流控制結果。高速來流經過試驗模型下方的激波系壓縮，并在集氣通道內滯止，形成高壓區(qū)，從而可經過射流通道在射流出口形成自持射流，經測量，自持射流壓比約為1.7。在自持射流控制下，激波干擾區(qū)同樣被推向下游，此時熱流極值出現(xiàn)在X/L1=0.14（測點8），約為73.2 kW/m2，相比無控狀態(tài)降低了約20%，如圖9 所示。然而，對比發(fā)現(xiàn)，壓比1.7 的自持射流的降熱效果低于壓比為1.2 時的氣源射流（降熱約37.9%）。這是由于氣源射流由高壓氣源直接產生，總溫為室溫，而自持射流的總溫則為高速來流滯止后的總溫，接近風洞來流總溫。由此可見射流溫度對于激波干擾控制降熱效果也具有較為顯著的影響。

3.2 第Ⅳ類激波干擾控制

30-75 模型中第Ⅳ類激波干擾控制的紋影結果及示意圖如圖10、圖11 所示。與第Ⅴ類激波干擾控制類似，隨著氣源射流的噴出，射流誘導產生一道弓形射流激波，射流和射流激波共同對下游激波干擾區(qū)產生控制作用，且射流壓比對流場結構及降熱效果影響同樣顯著。當射流壓比較小時（PR≤4.8，圖10（a）～圖10（c）、圖11（a）），第Ⅳ類激波干擾流場結構未發(fā)生明顯變化，此時，弓形射流激波JP 與一楔斜激波IP 以及二楔弓形激波PW 相交于P點，并相互干擾產生超聲速射流和膨脹波系PL。強射流使得分離區(qū)及分離激波SS1向上游移動，并與一楔斜激波相交于S1點。但是射流及剪切層JM 對超聲速射流與壁面的干擾有一定的隔絕作用，相應的，激波干擾區(qū)熱流極值也有一定的降低。射流壓比4.8時降為約87.4 kW/m2，相比基準狀態(tài)降低了約21.3%，熱流極值位置均在X/L1=0.12（測點8）。當射流壓比較大時（PR>4.8，圖10（d）～圖10（j）、圖11（b）），激波干擾流場開始出現(xiàn)明顯的變化，弓形射流激波JP1與一楔斜激波IP3以及二楔弓形激波P2W 通過透射激波P3P2和P3P1相連接，且X/L1=0.04～0.12（測點5～8）附近逐漸出現(xiàn)一道滯止激波P2Q。當射流壓比大于10.2 時（圖10（g）～圖10（j）），滯止激 波P2Q 逐漸與二楔弓形激波P2W 直接相連，且隨著射流壓比越來越大，滯止激波P2Q 也逐漸增強。滯止激波P2Q 的出現(xiàn)使得無控時激波干擾區(qū)產生的超聲速射流完全消失，超聲速流動經過滯止激波P2W 轉變?yōu)閬喡曀倭鲃?，從而避免了超聲速射流直接沖擊二楔壁面。相應的，雙楔壁面熱流也顯著降低，且熱流極值均出現(xiàn)在X/L1=0.07～0.12（測點6～8）之間，這也與滯止激波所在的位置密切相關。當射流壓比為17.4時，熱流極值僅為22.7 kW/m2，降低了79.6%，如圖12 所示。可見對于第Ⅳ類激波干擾，當射流壓比較大時，同樣是隔絕作用和結構改變作用共同導致了雙楔壁面熱流降低。

圖10 第Ⅳ類激波干擾氣源/自持射流控制紋影測量結果Fig.10 Schlieren measurement results of Type-Ⅳ shock interaction control by steady/self-sustaining jets

圖11 第Ⅳ類激波干擾射流控制示意圖Fig.11 Schematic diagrams of Tpe-Ⅳ shock interaction control by jets

圖12 第Ⅳ類激波干擾氣源/自持射流控制熱流測量結果Fig.12 Heat flux measurement results of Type-Ⅳshock interaction control by steady/selfsustaining jets

圖10（k）展示了第Ⅳ類激波干擾自持射流控制結果。與第Ⅴ類激波干擾自持射流控制一致，高速來流在集氣通道內滯止，并在射流出口形成壓比約為1.7 的自持射流。由于自持射流壓比較低，激波干擾流場未發(fā)生顯著改變。此時熱流極值仍出現(xiàn)在X/L1=0.12（測點8），約為106.1 kW/m2，僅降低了約4.5%。相同自持射流控制下降熱效果顯著低于第Ⅴ類激波干擾控制，可見第Ⅳ類激波干擾控制對于射流壓比的要求更高。在后續(xù)的研究中，可通過優(yōu)化進氣口設計減少壓力損失以及將進氣口布置于飛行器駐點等高壓處提高自持射流壓比，進而提升控制效果。

4 結論

開展了基于氣源/自持定常射流的高超聲速雙楔流場第Ⅴ類、第Ⅳ類激波干擾主動流動控制試驗研究，進行了紋影及熱流測量，得到的主要結論如下：

1）雙楔激波干擾流場控制降熱機理主要體現(xiàn)在兩方面：一是隔絕作用，射流與來流干擾形成剪切層，減弱了激波干擾區(qū)與壁面的相互作用；二是結構改變作用，射流顯著改變了激波干擾結構，使其不再是傳統(tǒng)的第Ⅴ類、第Ⅳ類激波干擾，避免了局部強激波干擾區(qū)的產生。射流壓比較小時，隔絕作用占主導；射流壓比較大時，兩種因素共同起重要作用。

2）射流壓比對激波干擾流場控制降熱效果具有顯著影響，射流壓比越大，隔絕作用及結構改變作用均越強，熱流極值降低比例也越大，第Ⅴ類、第Ⅳ類激波干擾的熱流極值最高降低分別約為81.2%和79.6%。

3）提出了基于高速來流能量利用的雙楔激波干擾自持射流主動流動控制方式，在自持射流（壓比為1.7）控制下，第Ⅴ類、第Ⅳ類激波干擾熱流極值分別降低約20%和4.5%。提升集氣壓力是提高自持射流壓比，進而提升激波干擾控制降熱效果的關鍵。

致謝

衷心感謝南京航空航天大學NHW 風洞實驗室的同學和實驗員在試驗完成過程中提供的幫助，衷心感謝中國科學技術大學王軍在論文完成過程中提供的幫助。