(高)超聲速流動試驗技術及研究進展

易仕和， 陳植， 朱楊柱， 何霖， 武宇

國防科學技術大學 航天科學與工程學院， 長沙 410073

(高)超聲速流動試驗技術及研究進展

易仕和*， 陳植， 朱楊柱， 何霖， 武宇

國防科學技術大學 航天科學與工程學院， 長沙 410073

近年來，與高速飛行器相關的(高)超聲速流動受到了極大的關注。這類流動所具有的非定常性、強梯度和可壓縮性對試驗方法和風洞設計技術提出了挑戰。超聲速納米示蹤平面激光散射(NPLS)技術是由作者所在團隊研發的非接觸光學測試技術。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瞬態剖面的時間解析的流動結構。介紹了NPLS技術以及基于NPLS開發的密度場測量、雷諾應力測量和氣動光學波前測量等方法，并回顧了這些技術在超聲速邊界層、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頭罩繞流等流動中的應用，清晰地再現了邊界層、混合層、激波等典型流場結構及其時空演化特性。另外，為了模擬和研究高空大氣條件下邊界層自然轉捩和超聲速混合層的轉捩特性，介紹了高超聲速靜風洞、超-超混合層風洞的設計技術以及層流化噴管的設計方法。

超聲速流動； 氣動光學； 激波； 邊界層； 高超聲速靜風洞； 納米示蹤平面激光散射技術

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)超聲速飛行器相關的流動機理、氣動光學效應等方面的研究受到了極大的關注。在(高)超聲速飛行器地面研究的需求牽引下，與其相關的風洞設計技術、流動診斷技術不斷發展，同時也促進了(高)超聲速湍流研究的不斷深入。通常模擬和研究高馬赫數、高總溫總壓的非定常流動，可以采用激波管和炮風洞等設備。但是該類風洞設備運行時間非常短，成本高，往往要求測試技術具備快速響應、非接觸、高信息密度的特點。這是(高)超聲速試驗研究的難點之一。另外，由于激波等復雜波系的出現和高雷諾數下的薄黏性層效應，流體特性往往劇烈變化，并且流動尺度跨度范圍寬[1]，這對測試技術的時空分辨率和響應能力提出了進一步的要求。因此，精細測量技術對(高)超聲速流動研究的發展非常重要。當前，納米技術、激光技術、空氣動力學、光學和控制等跨學科綜合的測試技術正在復雜湍流的流動機理、氣動光學效應等研究中發揮作用。

另外，在高超聲速湍流研究中，邊界層的轉捩特性也是一類非常重要的問題。高超聲速邊界層轉捩研究對于優化及控制飛行器表面流場十分關鍵。而開展邊界層轉捩的試驗研究對風洞流場的品質提出了較高的要求。如果風洞的設計存在不足，會導致試驗段流場存在較大的噪聲，并導致試驗模型表面邊界層提前轉捩或者混合層中渦結構破碎[2]。由于傳統風洞在設計上的限制，試驗段流場的噪聲往往比飛行器真實的飛行環境高1～2個量級。傳統風洞的試驗數據其轉捩雷諾數較飛行試驗要低得多[3]，因此在傳統風洞中進行的湍流轉捩試驗，模型表面邊界層并非在真實的自然條件下發生轉捩，試驗數據的可靠性受到了質疑。當湍流試驗研究進一步深入，無論是針對湍流脈動量的精細測量，還是低噪聲氣流條件下的轉捩試驗，都對風洞設計提出了更高的要求和新的挑戰。低噪聲、低湍流度和流場均勻性好的高超聲速靜風洞呼之欲出，因為在靜風洞條件下，才能有效地開展(高)超聲速邊界層的轉捩研究。目前在靜風洞技術上取得較快進展的包括美國國家航空航天局(NASA) Langley中心和Purdue大學的Boeing項目[4-6]。

本文將以與(高)超聲速飛行器相關的流動試驗研究為需求背景，結合本團隊十幾年來一直從事的精細測量技術、風洞設計及氣動光學機理方面的研究成果，介紹納米示蹤平面激光散射(NPLS)技術和以NPLS為基礎的流動精細測試技術、高超聲速靜風洞與超-超混合層風洞設計技術，以及這些技術在(高)超聲速流動機理與氣動光學研究中的應用與取得的進展。

1 (高)超聲速湍流精細測試和風洞試驗

1.1 納米示蹤平面激光散射技術

本團隊近年來對湍流結構的非接觸測試方法進行了研究，包括常規的激光紋影方法、利用光散射特性的方法以及利用光激發特性的方法。研究表明：由于流動受到可壓縮性、激波、不穩定性以及湍流等因素的影響，傳統流動顯示與成像技術在流場結構的高時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在測量高速流場，尤其是流動局部加速度很大的帶有激波和漩渦的流場時，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用于高速流場測量時，信號較弱，信噪比較低，需要相對較昂貴的增強型相機(ICCD)進行成像測量，且校準方法復雜，很難實現高分辨率的測量。

現代激光技術、成像技術、圖像處理技術和納米材料技術的發展和應用，為流動精細結構測量技術的發展帶來了難得的機遇。近幾年來本團隊提出了基于納米示蹤的平面激光散射技術，該技術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現高速流動的高分辨率成像。

如圖1所示，在NPLS系統中，包括了光學成像系統、控制系統、信號采集系統和粒子投放系統等[7]。其中，計算機控制各部件的運行，并保存所采集到的實驗圖像；同步控制器的輸入、輸出參數通過計算機軟件控制，其他各部件的協同工作均由同步器發出的指令控制；CCD相機的曝光和脈沖激光光源的激光輸出時序可根據測量目的進行調整；準直激光束通過片光鏡頭轉換為具有一定厚度的平面激光；納米粒子發生器由高壓氣源驅動，輸出粒子的濃度通過調節驅動壓力實現。NPLS系統工作時，首先通過一定的撒播方式使納米粒子與來流充分混合，待觀察區域內建立所需流場之后，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同時處于曝光狀態。由此接收到：基于納米粒子的平面激光流動成像技術的納米粒子圖像與片光切面內的流場結構有一定對應關系，通過適當的處理方法可以得到粒子圖像所反映的流場結構。采用跨幀技術，NPLS系統不僅可以測量流場的瞬態空間結構，還可以研究雙曝光時間間隔內的流場時間演化特征，最小跨幀時間約為200 ns。

圖1 NPLS系統示意圖[7]Fig.1 Schematic diagram of NPLS system[7]

在超聲速流動中，關于NPLS技術的粒子跟隨性等動力學特性，Zhao等[7-8]進行了深入的研究。如圖2所示，粒子的直徑尺寸可以通過斜激波實驗獲得。NPLS納米粒子的有效直徑為42.5 nm，遲滯時間為66.3 ns。作為一種流動顯示技術，NPLS主要關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算得到，研究結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[8]。圖3為NPLS技術獲得的復雜流場精細結構[8]。由于流動結構的尺度與流動參數密切相關，比如馬赫數Ma、雷諾數Re、總壓P0、總溫T0等，而NPLS技術在應用于具體某種流動時又受到拍攝范圍、CCD分辨率、鏡頭放大率、激光強度及光強分布、粒子跟隨性等因素的影響，因此難以對NPLS技術所能獲得的流動尺度給出統一的描述。但是從圖3的結果可以看出，NPLS技術能夠獲取極為復雜流場的精細結構圖像。

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/邊界層復雜流場精細結構[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，在一系列校準之后，粒子圖像的灰度與流場密度成線性關系[9]。因此基于NPLS,本團隊于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，粒子圖像的灰度變化對應的是當地流場密度的變化。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圖像灰度和當地流場密度之間的對應關系，如圖4所示[9]。簡而言之，可以概括為以下3步。首先，采用NPLS系統獲取測量流場區域的高信噪比圖像；然后，將這些NPLS圖像進行校正以消除背景、暗信號以及片光分布不均勻等因素的影響；最后，通過密度場的校準得到這種對應關系：

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。

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

圖4 密度場校準[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]進一步開發了速度場-密度場同步測量方法，能夠獲得可壓縮湍流研究中非常關注的雷諾應力分布，并成功應用于測量超-超混合層的雷諾應力分布，有利于湍流數值計算、湍流模型構建、湍流機理研究。

1.2 高超聲速靜風洞技術

如1.1節所述，靜風洞可以產生噪聲水平低至與飛行環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捩特性。一般來說，靜風洞流場品質有以下特點：①噴管試驗區流場均勻性好；②較低的湍流度；③靜試驗區噪聲很低。試驗段總壓脈動低于0.1%，速度脈動低于1%。其采用的有別于傳統風洞的特殊設計能夠實現風洞壁面邊界層層流化，在噴管出口產生的靜試驗區能準確地模擬高空低湍流度、低噪聲的飛行環境。

要實現高超聲速風洞試驗段的低噪聲、低湍流度的均勻試驗氣流，首先要了解傳統風洞的噪聲來源。圖5為傳統風洞試驗段噪聲及擾動來源[6]，可以看出噪聲及擾動首先來自于噴管的上游設備，比如阻尼網、擴壓器以及熱交換器等；這些擾動隨著氣流進入噴管的收縮段，此處流場中的渦量、擾動波等噪聲混雜在一起由喉部進入噴管擴張段；噴管擴張段壁面邊界層受到上游擾動的影響轉捩成湍流邊界層并發出擾動波沿馬赫線影響噴管主流區域；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一系列的噪聲擾動或促使噴管邊界層提前轉捩，進而影響試驗流場品質。因此，傳統風洞試驗段的噪聲來源可以總結為噴管上游噪聲進入噴管后引起噴管擴張段壁面邊界層轉捩，進而產生一系列擾動影響試驗段氣流。可見，為產生低噪聲、低湍流度的均勻試驗氣流不但需要抑制噴管上游流場的擾動強度，更重要的是實現噴管壁面邊界層的層流化。

噴管設計是靜風洞設計的重點,也是其能維持噴管壁面層流流動和試驗段低湍流度的關鍵。圖6為超聲速流場下圓錐邊界層轉捩的陰影圖[6]，從圖中可見圓錐上表面邊界層不穩定，間歇出現的湍流點對其下游的流場產生了擾動，而在湍流點之間的一段層流邊界層附近卻并未出現明顯的擾動。在圓錐的下表面，邊界層完全轉捩為湍流，相應的對下游流場擾動也非常明顯。可以想象，如果風洞的試驗段壁面邊界層轉捩為湍流，那么試驗段流場的品質就難以保證。事實上，傳統風洞由于在設計方法上存在缺陷，由噴管出口進入試驗段的壁面邊界層往往早已轉捩為湍流邊界層[9-10]。雖然，試驗段內出現的各種擾動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、來自穩定段上游阻尼網和擴壓器引起的噪聲等，但是靜風洞噴管的設計確實對實現高品質流場至關重要。

(高)超聲速靜風洞噴管技術主要包括以實現噴管壁面層流化為目的的噴管型面設計、喉部上游抽吸以及壁面光潔度加工等技術和工藝，圖7為靜風洞噴管設計的概念圖[6]。

圖5 傳統風洞試驗段噪聲及擾動來源[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捩陰影圖像[6]Fig.6 Shadowgraph picture of boundary layer flow transition of a cone[6]

近年來本團隊設計了一座馬赫數Ma=6.0的高超聲速靜風洞，出口直徑為300mm，成功實現了“安靜的”高超聲速氣流。該風洞采用基于Bézier曲線的短化噴管型面設計技術以及喉部上游邊界層抽吸技術獲得了層流化的噴管型面。噴管的收縮段采用三次曲線設計，控制了收縮比以及喉部上游抽吸縫入口的氣流速度矢量。擴張段曲線設計采用基于Bézier曲線的短化噴管技術，即噴管軸線上的馬赫數分布采用六次Bézier曲線構造，結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假設，擺脫了經驗公式的束縛，增強了噴管氣動設計的理論基礎。而且軸向馬赫數分布可以靈活控制，二階導數在全場連續，這將保證噴管內部參數不會發生突變，從根本上杜絕內部產生集中膨脹和壓縮波的可能，通過設計參數的選擇使噴管達到短化、優化的目的。在得到噴管型面的無黏設計之后，對其進行邊界層的黏性修正。本文采用將無黏型線向外擴張一個邊界層位移厚度來得到噴管型面的物理坐標。而噴管壁面邊界層的修正量既可以通過借鑒經驗公式得到，也可以求解動量積分關系得到[8]。

喉部上游的邊界層抽吸縫是靜風洞噴管的關鍵技術之一。根據國外的經驗，抽吸縫的抽吸情況可分為強抽吸、弱抽吸和適度抽吸，如圖8所示[10]。強抽吸容易在抽吸縫的內側壁面引起分離；弱抽吸則容易在抽吸縫外壁面導致分離；而適度抽吸則不會產生分離泡[10]。由于分離泡在氣流中是不穩定的，若分離泡出現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重的影響。對抽吸縫的設計，就是在保證不出現分離的情況下，實現一定的抽吸效率。從目前國外的設計經驗來看，抽吸縫一般要滿足入口處的馬赫數為0.3左右，抽吸效率在10%～50%之間。

數值模擬結果表明：基于Bézier曲線設計的噴管其流場品質較好，壓力、馬赫數分布均勻，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，實現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為靜風洞鏡面噴管，圖12為靜風洞設備圖。

圖7 靜風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 高超聲速靜風洞噴管馬赫數分布[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 靜風洞噴管經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 試驗倉內噴管出口(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-超混合層風洞技術

超-超混合層風洞是用于產生兩股相互混合的超聲速氣流的試驗裝置。本團隊所設計的超-超混合層風洞的總體結構如圖13所示[8]。氣源為經過干燥、除塵之后的大氣，風洞前端氣體收集器用于收集氣體，閥門控制風洞的啟動與關閉，過渡段將圓形閥門和矩形的穩定段連接起來。氣流在穩定段內部被分為上下兩層，它能夠為雙噴管提供均勻的來流條件，上層氣流經過總壓調節器進入低速噴管，下側氣流直接進入高速噴管。通過控制總壓調節器可以調整低速噴管的出口靜壓，當兩噴管出口靜壓相等時，實驗段內部為壓力匹配混合層。雙噴管下游是實驗段和觀察窗口，主要由8塊光學玻璃嵌入金屬框架實現，便于流動成像實驗的開展。

圖13 超聲速混合層風洞總體結構示意圖[8]Fig.13 Schematic diagram of a supersonic mixing layer wind tunnel[8]

由于超聲速混合層流場結構對初、邊值條件非常敏感，若風洞來流不穩定、氣動噪聲較大，很可能在混合層出口轉捩為湍流，這對研究混合層的層流、轉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研究需要低噪聲的風洞。這類風洞要求其噴管按照嚴格的層流化要求進行設計和制造，并且按照壓力匹配條件進行混合層布局，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結構。除最大設計馬赫數和運行時間之外，還要明確其可以實現的對流馬赫數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構，同時也是衡量混合層可壓縮效應的重要參數。

傳統的超聲速風洞大部分采用二維撓性噴管以自由射流方式運行，噴管出口的菱形區滿足模型的測力、測壓試驗要求。但對于超聲速混合層研究來說,這種運行方式是非常不合適的：撓性噴管一般很難保證內部消波完全，出口馬赫數的均勻性不好；菱形區之外的流場會受到噴管出口及試驗段壁面發出的激波或膨脹波干擾。為了避免上述問題，本團隊所設計的超聲速混合層風洞采用二維固塊式噴管以直連方式運行。這種設計方法的優點是：固塊噴管可以提供更為均勻的來流，方便實現平面混合層，其雙噴管段結構如圖14所示[8]。

圖14 混合層風洞雙噴管段結構示意圖[8]Fig.14 Schematic diagram of dual nozzle of mixing layer wind tunnel[8]

2 (高)超聲速湍流機理試驗

采用NPLS等精細測試技術，本團隊在流場品質較好的高超聲速靜風洞、低噪聲超聲速風洞等設備中開展了一系列與(高)超聲速飛行器相關的典型流動試驗研究，包括超聲速邊界層轉捩結構、超-超混合層轉捩特性、超聲速壓縮拐角以及激波/邊界層相互作用等復雜流場。

2.1 超聲速邊界層精細流動結構

作為一種典型的流動，本團隊采用NPLS技術對超聲速邊界層轉捩的精細結構進行了相關研究。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垂直于片光進行記錄，得到邊界層縱剖面的流動結構；而展向結構的測量則如圖15(b)所示[11]。

圖16為Ma=3時流場中平板邊界層縱剖面的NPLS圖像[11]，拍攝區域距平板前緣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，中間有一段過渡狀態，最后變成充分發展的湍流邊界層(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，拍攝區域距平板前緣170～250 mm和190～220 mm，明顯可以看出邊界層內的流動失穩和出現發卡渦[11]。與圖17相比，圖18[11]所示的湍流邊界層結構完全不同并且極為復雜，隨著流動的發展，大尺度渦結構逐漸破碎成小尺度渦。圖19為圖18對應的超聲速邊界層展向的NPLS圖像，其中出現了具有自相似性的條帶結構[11]。

圖15 平板邊界層實驗測量示意圖[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 平板邊界層結構的NPLS圖像[11]Fig.17 NPLS image of boundary layer of flat plate[11]

圖18 充分發展的邊界層結構的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構的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)技術可以獲得不同位置時間的平均流向速度剖面，而采用速度-密度同時處理技術可以得到湍流邊界層的雷諾壓力分布，如圖20～圖22所示[12]。不同展向平面內的邊界層轉捩區結構如圖23所示[13]，可以看出超聲速湍流邊界層在不同展向高度y的結構都具有自相似性，尤其是如圖23(b)所示，出現了典型的λ渦結構。

圖20 與圖17(a)對應的平板前緣超聲速邊界層的時間平均速度剖面[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對應的充分發展的超聲速邊界層的時間平均速度剖面[12]Fig.21 Time-averaged velocity profile of fully developed supersonic boundary layer corresponding to Fig.18[12]

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

圖23 超聲速邊界層轉捩區的展向結構[13]Fig.23 Spanwise structures of transition region of supersonic boundary layer[13]

2.2 超聲速混合層結構

針對超聲速混合層轉捩，本團隊先后針對對流馬赫數Mac為0.12、0.21、0.24、0.32、0.50和0.60等的混合層轉捩過程的時空特性進行了研究[14-21]，包括超聲速混合層轉捩的流向、展向精細結構、速度場、密度場分布、脈動特征和增長速度等。測試技術主要采用基于NPLS、背景紋影技術(BOS)、時均紋影技術和瞬態紋影技術等。圖24為超聲速混合層風洞和流場示意圖，可以看出雙噴管設計的超聲速風洞能夠產生由層流向湍流轉捩的超-超混合層。通過試驗研究，獲得了混合層從層流到湍流轉捩過程K-H不穩定渦的空間結構，以及K-H不穩定渦的空間結構隨時間的發展過程，如圖25所示，圖24和圖25之間的時間間隔Δt=10 μs。

圖24 超聲速混合層風洞示意圖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，對混合層轉捩過程速度場分布特征、壓力不匹配混合層流場湍流結構和混合層增長速度進行了研究，并與其他方法的研究結果進行了比較[14-15]；研究了湍流混合層試驗圖像的分形度量[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]，對混合層擬序結構密度脈動的多分辨率進行了測量與分析[20]。圖26為基于NPLS技術開發的速度場-密度場測量方法得到的超聲速混合層雷諾應力分布[21]。

基于NPLS技術獲得的流場精細結構圖像非常適合于采用數字圖像處理中的邊緣檢測技術定位超聲速混合層渦結構的空間位置。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行空間濾波，然后進行邊緣檢測得到混合層界面，如圖27(b)所示，進一步還可以確定渦的發展規律。

圖26 基于NPLS的超聲速混合層雷諾應力分布[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

從試驗的角度研究超聲速混合層展向渦結構的時間演化特征，有助于深入了解可壓縮混合層的三維動力學特性。

圖28(a)為Mac=0.12時混合層展向渦結構的NPLS圖像。上、下兩幅圖時間間隔為10 μs，空間分辨率為0.059 mm/pixel，對應實際流場長為47 mm、寬為19 mm，左側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時展向渦結構的NPLS圖像。上、下兩幅圖時間間隔為10 μs，對應實際流場長為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時展向渦結構的NPLS圖像。上、下兩幅圖時間間隔為10 μs,對應實際流場長為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的時間間隔內，展向渦移動距離與流向渦的移動距離基本相等，但其形狀變化比流向渦要明顯，因此采用互相關方法度量其移動距離存在一定的誤差。實際上，不同時刻的展向渦形狀所體現的是K-H渦不同截面的幾何特征，因此這3組圖像從時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直接加劇渦運動的動力學不穩定性，不穩定性導致渦的纏繞和拉伸，從而使大尺度的K-H渦被撕裂為尺度更小的渦結構，實現質量、動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。從工程應用的角度來看，K-H渦復雜的三維結構及其時間演化特征有助于提高混合層的混合效率，但與此同時也會降低流場的氣動光學性能。

大量試驗研究表明，對流馬赫數越低，周期性結構越明顯，隨著對流馬赫數的升高，周期性結構逐漸破碎，在對流馬赫數達到0.5時，已經很難辨識相應的周期性結構。除此之外，周期性結構還和來流流場品質有著重要的相關性，如果來流流場品質較差，在較低的對流馬赫數下也可能很難捕捉到周期性結構。

2.3 超聲速壓縮拐角流動

超聲速壓縮拐角是另一類與飛行器相關的典型流動，該流動往往出現在飛行器表面、翼身結合部位和發動機內部等。圖29給出的是壓縮角度為25°時層流模型和湍流模型在某一時刻的瞬態流場NPLS圖像[22]，其中，X軸坐標原點位于模型的拐點處。圖中清晰地展示了流場的整體結構和流動的發展過程，主流區均勻地包含了納米示蹤粒子，散射光強分布比較均勻，在邊界層、分離區等區域攜帶的納米示蹤粒子較少，所表現出來的散射光強明顯較弱。從圖29可以看出[22]，當壓縮角度為25°時，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，邊界層迅速發展，并轉捩為湍流，快速增厚的邊界層在流場中形成一道誘導激波，對大量的瞬態流場分析發現，這道誘導激波的產生與邊界層的發展變化有著明顯的對應關系。分離后的流動與拐點附近的回流區之間形成了剪切層，并產生了一系列的微弱壓縮波，在剪切層內部存在明顯的K-H渦結構。壓縮波不斷匯聚并在回流區的上方形成分離激波。超聲速流動在模型壓縮波面上的某一位置發生再附，并形成再附激波，再附之后的邊界層重新發展，并伴隨著結構的演化。

圖28 不同時間間隔混合層展向渦結構Fig.28 Spanwise structure of vortex in mixing layer at different time intervals

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

對于湍流模型，其流動結構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，并且其結構上的無規則性和強烈的脈動特性在整個流動中都有所反映，這與層流邊界層存在明顯的失穩、轉捩發展過程形成對比。其次是在相同的壓縮角度下，層流模型出現了典型的流動分離結構，而湍流模型邊界層在整個流動過程中均表現為附著狀態，并且在流向范圍內沒有明顯的增長。

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流動結構[23]，對比兩組圖像的不同之處可以得出邊界層性質對激波湍流邊界層相互作用(SWBLI)現象的影響：在入射激波之前，層流邊界層逐漸失穩，轉捩形成的大尺度擬序結構會誘導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，說明其強度較弱；而湍流邊界層由于與主流的強烈脈動，邊界層內的亞聲速區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之前迅速增厚，形成的分離區域比較集中，對主流產生強烈的阻礙作用，所以會直接形成一道較強的誘導激波。在分離區之后的一定位置流動會再附，再附時流動方向的改變會形成反射激波，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象，利用PIV瞬時速度場結果計算得到瞬時渦量場，然后將300組瞬時渦量場進行平均處理，利用最大渦量值歸一化后得到如圖31所示的結果[23]。

圖30 激波與邊界層相互干擾瞬時流場結構 [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P和P′為界，分別將高渦量分布區分為前后兩個橢圓形區域，前半部分對應著由激波入射引起的壓縮區域，層流對應的壓縮區域范圍較大，在這個區域形成一系列的壓縮波系，而湍流邊界層對應形成的壓縮區域較小，在這個區域壓縮波直接匯聚成斜激波。后半部分對應著過激波入射點之后的膨脹區域，層流邊界層對應的膨脹區域較小，加速作用不明顯，并且由于膨脹作用在較小的范圍內完成，過膨脹區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域較大，加速作用要大于層流邊界層，在經過一個較大范圍的膨脹區域之后，速度方向與主流方向相差較小，因此形成的再附激波會很弱。

3 超聲速湍流氣動光學試驗

3.1 NPLS波前畸變測量技術

(高)超聲速流動的氣動光學性能研究具有廣闊的應用背景，如紅外制導、強激光器、激光雷達、激光通信、照相偵察飛機和機載宇航觀察系統等[24-27]。基于NPLS-DT技術測得超聲速流場某一截面的定量瞬態密度分布后，借助光線追跡方法，本團隊開發了一種新的波前畸變測量技術——NPLS_WT(NPLS Wavefront Technique)。和其他氣動光學波前測量方法相比，該方法的創新之處在于：①高時空分辨率，其時間分辨率為6 ns，空間分辨率高達微米量級，時間相關分辨率最高可達0.2 μs；②避免傳統方法的積分效應，可研究局部流場的氣動光學效應；③可避免風洞試驗段壁面邊界層和環境擾動等因素的影響。

當光線的波長小于湍流的最小尺度時，光線追蹤方法完全能夠滿足近場氣動光學畸變的研究要求。根據光線在連續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改變光線的速度，而不會改變其傳播方向。

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

n=1+ρKGD

(2)

其中，KGD為Gladstone-Dale常數，與光的波長有關:

(3)

式中：λ為光的波長。

光線軌跡和折射率之間的聯系用光線方程表示：

(4)

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

(5)

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

(6)

(7)

式中：上橫線表示光學孔徑上的空間平均。

斯特爾比是表示目標圖像強度衰減的參數，定義為

(8)

式中：I和I0分別表示有無流場擾動時圖像的最大亮度。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：

(9)

3.2 基于背景紋影的波前技術

光線在變折射率流場中會發生偏折，導致透過流場觀察到的目標偏離其真實位置，偏移量的大小和流場的折射率分布密切相關。在BOS系統中，背景圖像和相機分別置于變折射率流場兩側，在有、無流場時采集背景圖像，分別作為實驗圖像和參考圖像，然后采用互相關算法測量背景圖像上隨機點的位移，進而分析流場的密度分布。BOS技術有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流場的測量，如直升機螺旋槳周圍流場、爆炸和射擊等流場[26]。該模式的缺點在于，CCD相機采集背景圖像時，大多數光線具有較大的發散角，經過較大的流場范圍，相應地降低了BOS的空間分辨率。相比之下，紋影模式的配置較為復雜，比PIV模式多了一個凸透鏡和狹縫，凸透鏡和CCD相機同光軸，狹縫置于凸透鏡的焦點位置。和PIV模式不同的是，紋影模式BOS系統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，因此較為適用于實驗室內或者風洞流場的測量。

圖32 PIV模式和紋影模式的BOS系統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點發出的光通過流場后的偏折角；ΔyA和ΔyB分別為背景圖像上A點和B點的虛擬偏移距離；S為平行光波通過流場后的波前方向。根據Malus定律，垂直于波面的光線經過任意次折射和反射，從系統出射后，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 超聲速混合層氣動光學試驗

超聲速混合層是超燃沖壓發動機、氣動光學以及高能激光武器等眾多領域的研究重點，尤其對于超聲速紅外末制導設備來說，了解超聲速混合層的氣動光學特性對于改善其光學性能起到至關重要的作用[29-32]。采用BOS_WT技術研究超聲速混合層的氣動光學效應，將背景圖像和CCD相機分別置于超聲速混合層風洞試驗段的兩側，風洞試驗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間間隔為5 μs的試驗背景圖像。將試驗背景圖像和參考背景圖像進行互相關運算，得到如圖35所示的背景圖像位移場[31]。

圖35分別為兩個時刻的試驗背景圖像與參考圖像之間的相對位移場，該位移場同時包含背景圖像在x、y軸方向上的相對位移，這是該方法區別于傳統紋影方法的顯著特征。互相關運算中，查問區尺寸為0.48×0.48mm2，即該位移場的空間分辨率。圖中坐標均用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構類似的周期性條帶結構，這是混合層中大尺度渦結構卷起造成的；圖35(b)和圖35(e)則沒有明顯的規律性可循。比較5μs前后的位移場可以發現，位移場整體上表現為向下游的平移，而整體分布的變化相對較小。

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

將圖35所示的測量結果代入式(1)和式(2)，再采用Southwell算法進行波前重構，即得到平面光波通過超聲速混合層后的瞬態波前分布，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軸方向上隱約呈現出一定的周期性，且和背景圖像位移場的周期性相對應；y軸方向上的分布沒有明顯規律可循。觀察5μs前后的波前分布可以發現，波前主要表現為向下游的平移，且變形相對較小[31]。

采用NPLS-WT技術可以獲得高時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得到的兩幀NPLS圖像，二者的時間間隔為5μs。圖像尺寸為1 500×216，沿流向的物理尺寸為240mm，單個像素的數值分辨率為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，二者的分界面十分明顯，也十分規則。隨著流場向下游的發展，流場本身固有的不穩定性開始發展，其表現是兩股氣流的混合明顯起來，并出現了規則的渦卷，此即所謂的K-H不穩定渦。向下游繼續發展，非線性不穩定性逐漸占據主導地位，在流場結構上表現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，結合圖像對應的像素值便可進行密度場校準；得到密度場后便可容易地計算出折射率。考慮波長λ=1 064 nm的激光，對應的G-D常數KGD=0.219 5 cm3/g。為了便于比較，與圖37中NPLS圖像對應的OPL在其下方給出(記流向為x軸方向)。通過二者的對比，可以考察流場結構與OPL的對應關系。基于渦方法的混合層數值模擬，OPL峰谷位置對應于渦卷的中心，而OPL的峰對應于渦卷中心之間的連接部分。結合試驗結果可以發現，這個對應關系對渦結構規則的流場是成立的，但對于下游流場，情況變得復雜起來，二者之間不存在這么簡單的對應關系。對比圖37(b)中兩條曲線，可以發現在短時間間隔內，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時超聲速混合層的NPLS圖像與對應的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進行三維重構，如圖38所示[32]。從圖可以看出，氣動光學波前的分布實際上很好地反映了超聲速混合層從層流到湍流轉捩過程的K-H不穩定渦結構。

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

3.4 超聲速光學頭罩氣動光學試驗

圖39為0°迎角凹窗光學頭罩模型在Ma=3.0流場中的NPLS圖像[33-34]，空間分辨率為89.6μm/pixel，對應的實際流場范圍為174mm×81mm。觀察圖39可以發現，均勻撒播納米示蹤粒子的超聲速來流對應的圖像區域亮度均勻；經過激波后，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，對應圖像區域的灰度較高；而膨脹波后的流場密度逐漸降低，對應的圖像區域變暗。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頭罩模型的頭部后產生弓形激波，光學窗口之前的邊界層尚處于層流狀態。氣流到達光學窗口上方的凹槽后開始膨脹，形成一系列膨脹波，并伴有分離區的產生。膨脹后的氣流遇到光學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了湍流邊界層，不同尺度的渦結構清晰可見。大量試驗結果表明，湍流邊界層存在于光學窗口上方的大部分區域。圖39中白線的交點表示湍流邊界層中一個小渦在該時刻的渦心位置，5μs后該渦沿水平方向移動了2.33mm的距離。觀察上、下兩圖中的湍流邊界層發現，5μs的時間內，渦運動主要表現為向下游的平移，而變形相對較小。這說明湍流邊界層并不是雜亂無章、完全隨機的，而是在其紊亂的性質背后，仍有規律可循。湍流邊界層是導致氣動光學效應的重要因素之一，圖39中的湍流邊界層覆蓋了大部分光學窗口區域，再加上激波和膨脹波的影響，透過該區域流場的光束會產生偏折、抖動和圖像模糊等氣動光學效應。圖39中光學窗口上方的激波和膨脹波隨時間基本沒有變化，湍流邊界層內渦的運動和發展是導致氣動光學畸變隨時間變化的主要原因。

圖39 Ma=3.0流場中0°迎角凹窗光學頭罩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°迎角凹窗光學頭罩窗口上方瞬態密度場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時流場中0°迎角凹窗光學頭罩窗口上方瞬態密度場，圖41為平面光波通過圖41所示流場后的OPD分布。對應的SR分別為0.387 74和0.109 57。圖40中湍流邊界層的兩個渦Ⅰ、Ⅱ、Ⅰ′和Ⅱ′在空間位置上分別對應圖41中的A、B、A′和B′，湍流邊界層中較低的密度使得對應區域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。湍流邊界層的運動和發展導致了OPD曲線局部分布的變化：經過5 μs的時間后，OPD整體分布趨勢變化不大；湍流渦Ⅰ和Ⅱ的運動主要表現為平移，變形相對較小；A′、B′區域OPD的分布整體表現為向下游的平移，OPD大小變化是湍流邊界層平移和變形綜合作用的結果。

圖41 圖40所示流場對應的OPD分布Fig.41 OPD distribution of flow field corresponding to Fig.40

Ma=3.0流場中，0o迎角凹窗光學頭罩窗口上方流場結構復雜，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)中各白線處對應的OPD分布，縱坐標主刻度的間距為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域，均勻的密度分布沒有對波前造成明顯的影響；當光波傳輸到W=150的位置時，激波1前后的密度差異導致波前發生明顯變化，波前OPD分布沒有改變，而波后OPD分布隨S遞增，這是因為隨著S的增大，光波通過波后高密度區域的距離增大；光波完全透過激波1，到達W=200時，OPD呈現出隨S大致遞增的分布特征，這是因為S越大，光線經過波后高密度區域的距離越大；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 論

隨著我國航空航天技術的不斷發展，大量工程項目的應用對流動機理研究提出了需求。尤其是對與(高)超聲速飛行器相關的流動規律的研究和理解，成為提升飛行器性能的關鍵問題之一。由于這類流動所具有的非定常性、強梯度和可壓縮性對試驗方法與風洞設計技術提出了挑戰，本文從試驗研究的角度，圍繞流場精細測試技術、風洞設計技術以及這些技術在與(高)超聲速飛行器相關的典型流動中的應用展開論述。

超聲速NPLS是由本團隊研發的非接觸光學測試技術，它能夠以較高的空間分辨率來揭示超聲速三維流場瞬態剖面的時間解析的流動結構。許多文獻表明NPLS是研究超聲速湍流的有效技術。近年來，本團隊應用NPLS技術在超聲速湍流研究中取得了較大的進展。并且基于NPLS開發了其他幾種技術，比如基于NPLS的密度場測量技術(NPLS-DT)能夠獲得超聲速流動的密度場信息并進一步得到雷諾應力分布，基于NPLS新型超聲速流場的氣動光學波前測量方法——NPLS_WT，具有高時空分辨率的特點，能夠對流場進行局部分析，可避免其他測量方法的積分效應，而且可避免風洞邊界層和環境干擾等因素的影響。由于NPLS技術能對雷諾壓力和湍動能等統計量進行測量，NPLS有望在發展可壓縮湍流模型的工作中發揮作用。介紹了這些技術在超聲速邊界層、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頭罩繞流等流動中的應用，清晰地再現了邊界層、混合層和激波等典型流場結構及其時空演化特性。

(高)超聲速邊界層自然轉捩特性是另一個非常值得關注的問題。然而常規的風洞由于設計上的不足，其試驗段的噪聲導致模型表面邊界層提前轉捩，影響了試驗的準確度。研究該類問題需要能夠產生“安靜”來流的靜風洞。本文以作者所在團隊設計、建造的高超聲速靜風洞為例，介紹了靜風洞的概念，分析了噪聲來源，論述了實現靜氣流的層流化噴管設計方法,以及實現超-超混合層的超聲速混合層風洞設計技術。

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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; 網絡出版時間： 2014-10-09 08：41

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

國家自然科學基金 (11172326)；國家“973”計劃(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)超聲速流動試驗技術及研究進展[J]．航空學報, 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測試技術；飛行器可壓縮湍流及復雜流動的研究與應用；高超聲速氣動實驗設備及其實驗技術；航天氣動光學與成像制導技術。

*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