李一鳴，李祝飛,，楊基明，吳穎川，余安遠

1.中國科學技術大學 近代力學系，合肥 230026 2.中國空氣動力研究與發(fā)展中心 超高速空氣動力研究所高超聲速沖壓發(fā)動機技術重點實驗室，綿陽 621000

典型高超聲速內轉式進氣道激光散射流場顯示

李一鳴1，李祝飛1,*，楊基明1，吳穎川2，余安遠2

1.中國科學技術大學 近代力學系，合肥 230026 2.中國空氣動力研究與發(fā)展中心 超高速空氣動力研究所高超聲速沖壓發(fā)動機技術重點實驗室，綿陽 621000

在名義馬赫數(shù)為6的激波風洞中，通過預先在試驗氣體中加入適量的水蒸氣，利用水蒸氣流經噴管時凝結產生的粒子作為示蹤粒子，搭建并驗證了平面激光散射系統(tǒng)。采用該流場顯示技術，結合適當?shù)墓饴凡贾茫瑢︻悪E圓形轉圓形高超聲速內轉式進氣道進行了試驗觀測，初步得到了進氣道前體及隔離段的流場結構。結果表明：水蒸氣凝結產生的示蹤粒子平均直徑約為67 nm，在流場中具有較好的跟隨性；內轉式進氣道前體激波有明顯的凹凸性和拐點，前體激波靠近對稱面的部分向內凹，而兩側的邊緣向外凸出；基于多個流場截面的激光散射圖像進行樣條插值，重構出的三維前體激波面呈傾斜的糖勺形；隔離段頂板一側和唇口板一側各有一對反轉流向渦，頂板一側的渦流區(qū)較大，而唇口板一側的較小，兩對流向渦存在一定的非定常性；高速氣流區(qū)集中在隔離段中心，并且偏向唇口板一側，而大量的低速氣流堆積在頂板一側，使得隔離段流場的不均勻性顯著。

高超聲速；內轉式進氣道；流場顯示；平面激光散射；彎曲激波；流向渦

吸氣式高超聲速飛行器受到國內外研究人員的廣泛關注[1]，進氣道作為其捕獲并壓縮來流的重要氣動部件[2]，對飛行器氣動布局和性能至關重要。近年來，高超聲速內轉式進氣道以其壓縮效率高、潤濕面積小以及易于實現(xiàn)從飛行器前體向圓形燃燒室過渡等優(yōu)勢[3-4]，成為研究的熱點之一。

然而，內轉式進氣道幾何形式所固有的三維曲面激波/激波干擾[5]、曲面激波/曲面邊界層干擾等結構[6]，使其流動具有明顯的特殊性和復雜性。此外，大量的數(shù)值模擬研究表明在矩形轉橢圓[7]、方轉圓[8]、圓轉圓[9]等多種形式的內轉式進氣道中，普遍存在大尺度的流向渦結構，導致流場的均勻性較差。雖然，借助數(shù)值模擬可以認識內轉式進氣道流動的一些基本特征，然而，這些流動特征的驗證與確認，仍然需要依靠試驗觀測。

在試驗方面，傳統(tǒng)的紋影法僅能觀察到內轉式進氣道外部無遮擋部位的波系結構[10]，而且受到沿光程積分效應的影響。壁面沿程靜壓測量、壁面油流或絲線顯示[11]，也難以準確反映其內部流場。喉道截面[10]、隔離段出口截面[12-13]，特別是沿程多個流向截面[14]皮托壓分布的試驗測量和插值重構表明，頂板一側出現(xiàn)的較大范圍的低皮托壓區(qū)，其位置大致與流場中大尺度的流向渦相對應。這在一定程度上彌補了內轉式進氣道內部流場信息的缺乏。然而，皮托耙這種接觸式的測量方式，特別是其有限的空間分辨率，制約了其對流場截面的捕捉和刻畫。

在三維流場顯示方法中，粒子圖像測速(Particle Image Velocimetry, PIV)技術較為成熟，但是應用在高超聲速領域，特別是內流顯示方面，還面臨測量精度不足等問題[15-16]。與PIV不同，基于粒子的平面激光散射技術[17]使用直徑遠小于入射光波長的納米粒子作為示蹤粒子，并利用示蹤粒子的Rayleigh散射，顯示某一平面內的流場信息。由于示蹤粒子更小，在超/高超聲速氣流中具有更好的跟隨性。同時，由于該方法不是對個別粒子成像[17-18]，在一定程度上減輕了單一納米粒子散射光弱的影響，具有更高的觀測精度。易仕和團隊[19-20]使用TiO2納米顆粒作為示蹤粒子開展了一系列試驗，觀察了超聲速混合層精細結構、超聲速平板邊界層湍流結構、激波/邊界層干擾等流動現(xiàn)象。Zhuang等[21]利用類似的方法在馬赫數(shù)為3的風洞中觀測到壓縮斜面產生的G?rtler渦。此外，水蒸氣、CO2、丙酮[22]等由于在合適條件下的凝結特性，也可被用作示蹤粒子。Poggie等[23]分別以水蒸氣和CO2凝結作為示蹤粒子，在馬赫數(shù)為3和馬赫數(shù)為8的風洞中，觀察了激波/湍流邊界層干擾現(xiàn)象。Zhang和Lee[24]借助CO2凝結作為示蹤粒子，觀測到高超聲速邊界層的轉捩現(xiàn)象。Do等[25]在馬赫數(shù)為5的風洞中，利用CO2凝結作為示蹤粒子，研究了二元進氣道的不起動現(xiàn)象。在高超聲速內轉式進氣道流場顯示方面，基于示蹤粒子的平面激光散射技術具有一定的優(yōu)勢，深入挖掘其潛力，有望觀測到進氣道內部流場。

本文首先在激波風洞中，搭建并檢驗了一套利用水蒸氣凝結作為示蹤粒子的平面激光散射系統(tǒng)。然后，利用該觀測系統(tǒng)，結合適當?shù)墓饴凡贾?，拍攝高超聲速內轉式進氣道和隔離段多個截面的流場結構，獲得此類進氣道前體及內部流動特性。

1 試驗設備

試驗在中國科學技術大學KDJB330反射型激波風洞中[11,26]進行，噴管出口直徑為330 mm，來流名義馬赫數(shù)為6，試驗時間約為20 ms。試驗前，在激波風洞的被驅動段，預先添加水蒸氣，水蒸氣含量約為7.2 g/m3，并利用氮氣將被驅動段初始壓力調至50 kPa。試驗氣體流經噴管時，壓力和溫度驟降，其中的水蒸氣發(fā)生凝結，產生示蹤粒子進入風洞試驗段。

水蒸氣相變對來流參數(shù)的影響，利用本課題組前期發(fā)展的數(shù)值模擬方法[27]獲得，該方法經過超/高超聲速噴管等多個針對性算例的考核[27-28]，可靠性較高。考慮水蒸氣相變后，本文計算得到的噴管出口馬赫數(shù)為5.7，靜壓p∞=660 Pa，靜溫T∞=129 K。

2 平面激光散射方法及其驗證

本文平面激光散射試驗使用波長532 nm、功率15 W的連續(xù)激光器(Shanghai Dream Laser Technology Co., Ltd., SDL-532-15000T)作為光源。經過線偏振調制后的激光束，由柱面凹透鏡發(fā)散成平面激光，再經凸透鏡匯聚，以減小平面激光的厚度。在試驗段內，平面激光的厚度約為1 mm。采用高速攝影機拍攝流場的散射圖像，拍攝幀率為5 000 Hz，曝光時間為190 μs。

示蹤粒子的跟隨性是影響平面激光散射方法準確性的關鍵因素之一。一般而言，當攜帶有示蹤粒子的試驗氣流流經平面激光照射區(qū)域時，流場密度較大的區(qū)域，示蹤粒子的濃度也較大，散射光較強，高速攝影機拍攝到的圖像較明亮。

采用20°斜劈產生的斜激波來校驗示蹤粒子的直徑，如圖 1(a)所示，斜激波后的區(qū)域較明亮。示蹤粒子穿過斜激波時，需要一定的弛豫時間，才會再次與氣流速度保持一致，該弛豫時間τ的表達式為[29]

τ=4ρpdp/(3ρfCDud)

(1)

式中：ρp為粒子密度；dp為粒子直徑；ρf為斜激波后的氣流密度；ud為垂直于斜激波方向上，斜激波前后氣流的速度差；CD為粒子阻力系數(shù)。本文采用Tedeschi等[30]推導的阻力系數(shù)公式，其表達式為

CD=

(2)

式中：Red為基于ud和dp的雷諾數(shù)；Mad為基于ud的馬赫數(shù)；k、ξ、C(Red,Mad)為與ud、dp相關的參數(shù)，其具體形式參見文獻[30]。在本文條件下，ρp=0.9 × 103kg/m3，ρf=0.03 kg/m3，ud=432 m/s，如果弛豫時間τ已知，聯(lián)立式(1)和式(2)，可得粒子直徑dp。

圖1(a)中圖像的分辨率為177 μm/pixel，圖1(b)給出了垂直于斜激波方向上圖像灰度值(Gn)的變化曲線，其中，橫坐標S為垂直于激波方向的距離，選取灰度值梯度最大處為激波面，作為坐標原點，縱坐標Gn采用圖像中最大灰度值進行歸一化處理。從圖 1(b)得出的激波厚度約為887 μm。用激波厚度除以激波前示蹤粒子垂直于激波方向的速度(即斜激波波前氣流垂直于激波方向的速度分量)，得到本試驗中示蹤粒子穿過激波的弛豫時間約為1.5 μs。將該弛豫時間代入式(1)，得到示蹤粒子的平均直徑約為67 nm。

圖1 20°斜劈產生的斜激波
Fig.1 Oblique shock induced by a 20° wedge

圖2 二元進氣道示意圖和試驗圖像
Fig.2Schematic of a two-dimensional inlet and test images

此外，還采用高超聲速二元進氣道，進一步驗證了平面激光散射方法用于復雜內部流動的可行性。二元進氣道模型如圖 2(a)所示，具體細節(jié)參見文獻[26]。為了使平面激光從上部照射進入進氣道內部，唇口板采用透明材料制作。圖 2(b)和圖 2(c)分別給出了相同試驗條件下該二元進氣道的平面激光散射圖像和紋影圖。圖 2(b)中前體第二級壓縮面產生的斜激波1出現(xiàn)在唇口外側，唇口激波2與下壁面邊界層干擾，產生分離區(qū)3和分離激波4，再附激波5在隔離段內多次反射，形成反射激波6、7。平面激光散射圖像(見圖 2(b))和紋影(見圖 2(c))對比表明，兩者的波系結構和分離區(qū)位置基本一致。然而，平面激光散射可以有效地避免沿光程的積分效應。在圖 2(b)中，由于唇口板前端有一段斜面，平面激光入射時發(fā)生折射，產生黑暗區(qū)域8，同時折射光又與后面的激光重疊，產生明亮區(qū)域9?？傮w來說，平面激光散射能夠較好地顯示高超聲速二元進氣道內部的復雜流場。

3 內轉式進氣道模型、試驗方案和數(shù)值模擬方法

本文研究的內轉式進氣道模型如圖3所示，該進氣道的設計馬赫數(shù)為6.5，采用類橢圓形進口轉圓形出口，總收縮比約為5.7，進氣道唇口位置的流道橫截面積與喉道面積比約為1.7，前緣鈍化半徑為0.4 mm。該模型設計方法可參考文獻[31]，為了便于風洞試驗觀測，對模型的外部型面進行了適當修型[11]。該進氣道的喉道直徑ht=35 mm，距離進氣道前緣480 mm，喉道后連接一段由透明材料制作的圓形截面等直隔離段，以便觀察內部流場。

如圖4所示，采用平面激光從模型上部照射的光路布置方式，觀察內轉式進氣道的前體激波。同時，為避免模型壁面遮擋激波，將進氣道模型沿軸向旋轉20°，采用高速攝影機從側面拍攝。換言之，平面激光與進氣道模型對稱面的夾角為20°。在不同車次試驗中，平面激光可以沿著展向(z方向)移動，從而獲取不同截面的激波形狀。

圖3 內轉式進氣道示意圖及對稱面剖面
Fig.3Schematic of inward-turning inlet and profile of symmetry plane

圖4 觀察前體激波的平面激光散射方法示意圖
Fig.4Schematic of planar laser scattering system for observing forebody shock

進一步地，為了觀察內轉式進氣道前體激波在流向(x方向)截面內的形狀，采用3D打印技術制作了流向截斷的進氣道模型，如圖 5(a)所示。受3D打印設備的尺寸限制，該截斷模型縮小為原模型的1/2，從前緣至截斷面長70 mm。由于該模型主要用于觀測激波形狀，在本文試驗條件下，模型縮比產生的影響可以忽略。另外，在超聲速流動條件下，截斷面上游的激波形狀不會因模型截斷而改變。試驗光路如圖 5(b)所示，平面激光從上部照射，高速攝影機通過放置在內轉式進氣道下游流場中的平面鏡，拍攝流場的流向截面圖像。在不同車次試驗中，可沿流向移動平面激光，以獲取不同流向截面位置的激波形狀。

圖6給出了觀察隔離段內部流場的光路示意圖，平面激光從透明隔離段的側壁面照射隔離段內部流場，高速攝影機借助放置在模型下游的平面鏡拍攝激光照射平面的流場。類似地，通過沿流向移動平面激光，獲得隔離段多個流向截面的流場。

圖5截斷的進氣道模型及觀察前體激波橫截面形狀 的平面激光散射方法示意圖
Fig.5 Truncated inlet model and schematic of planar laser scattering system for observing the cross-sections of forebody shock

圖6 觀察隔離段流場的平面激光散射方法示意圖
Fig.6Schematic of planar laser scattering system for observing flowfield in isolator

為了進一步地認識內轉式進氣道的內部流動特征，本文開展了含水蒸氣相變的數(shù)值模擬。采用二階迎風格式離散流動方程，湍流模型選用k-ωSST(Shear Stress Transport)模型，水蒸氣相變過程模擬采用文獻[27]的方法進行。使用半模計算，總網格量約為1 540萬。采用壓力遠場、壓力出口、等溫300 K無滑移壁面的邊界條件，來流設置與本文第1節(jié)所述的噴管出口條件一致。本文對該內轉式進氣道流場的驗證參見文獻[11,14,32]。

4 結果與討論

4.1 內轉式進氣道前體激波

圖7進氣道前體激波散射圖像及示意圖 (上：試驗圖像；下：示意圖)
Fig.7Scattering images and schematics of inlet forebody shock (up: test; down: schematic)

圖7給出了采用圖4所示光路拍攝的內轉式進氣道前體激波及其示意圖，激光平面與模型對稱面的夾角為20°。其中，圖7(a)為唇口附近靠近對稱面的流場，圖7(b)為激光平面向外側(z方向)平移0.63ht的流場。圖7中明暗區(qū)域的交界線反映了內轉式進氣道前體激波在激光平面內的形狀，為便于展示和分析激波形狀，基于試驗圖像描繪了前體激波形狀的示意圖。由于試驗來流馬赫數(shù)低于該進氣道的設計馬赫數(shù)，圖7(a)中的前體激波末端略高于進氣道唇口。在圖7所示的同一平面內，前體激波曲率的變化幅度較小。然而，對比圖 7(a)和圖7(b)可以發(fā)現(xiàn)，激光平面從對稱面向模型側面(展向)移動時，前體激波有明顯的抬升。這表明內轉式進氣道的前體激波在展向上存在明顯的曲率變化。

為了更加清晰地顯示內轉式進氣道前體激波在展向和流向上的形狀變化，采用圖5(a)所示的流向截斷模型，結合圖5(b)所示的光路布置，并選取圖8(a)所示的距離模型前緣分別為2ht(A截面)、2.86ht(B截面)和4ht(C截面)的3個典型截面進行流場拍攝。其中，截面C恰好位于截斷模型的出口。相應地，圖8(b)～圖8(d)給出了內轉式進氣道前體激波在3個流向截面的散射圖像以及基于試驗描繪的激波形狀示意圖，圖中的紅色線條是該模型出口截面(C截面)的輪廓，陰影區(qū)域是該模型在流向相應位置處的橫截面。由于流場圖像是從模型下游拍攝得到的，在模型出口上游的A截面和B截面流場中，盡管前體激波的邊緣部分被模型的輪廓遮擋，但是仍然可以較為清晰地看出前體激波形狀的演變。3個流向截面上前體激波形狀的左右對稱性良好。在截面A(見圖8(b))上，對稱面處的激波面略低于兩側，前體激波的內凹程度較弱。隨著模型壁面逐漸地向上卷曲和收攏，在截面B處，前體激波的內凹程度增大(見圖8(c))。到達截面C時(見圖8(d))，模型壁面已經開始向內卷，前體激波的內凹也更加明顯，兩側向上凸出，而邊緣部分有向外翻卷的趨勢，形如馬鞍“騎”在模型上?？梢姡瑑绒D式進氣道前體激波在流向截面上有凹凸性和拐點，曲率變化受壁面形狀的影響較大。

圖8進氣道前體激波展向形狀散射圖像及其示意圖 ((b)～(d)，左：試驗圖像；右：示意圖)
Fig.8 Scattering images and schematics of inlet forebody shock in cross-sections (in (b)-(d), left: test; right: schematic)

圖9截面C對稱面上前體激波距壁面距離 隨時間的變化
Fig.9Distance between the forebody shock and the wall on symmetry plane of Section C vs time

進一步地，為了展示內轉式進氣道前體激波的三維形態(tài)，提取圖7和圖8中各個截面的激波形狀，并利用進氣道及流場的對稱性，將激波形線繪制在內轉式進氣道模型相應的位置，如圖10(a)中的紅色曲線所示?；谶@些試驗獲得的多個截面的激波形狀(圖10(a)紅色曲線)，通過樣條插值，重構出前體激波的波面，如圖10(a)中的綠色曲面所示。盡管由于目前試驗拍攝的流場截面數(shù)目的限制，導致空間分辨率有限，只能重構出內轉式進氣道前體激波的部分波面，然而，其三維形態(tài)已經初步顯現(xiàn)，并且與圖10(b)本文數(shù)值模擬結果使用壓力等值面(p=1.6p∞)表示的前體激波類似。唇口附近，因模型遮擋，缺乏對稱面上的試驗數(shù)據，圖10(a)重構的激波面內凹不明顯。從圖10可以看出，本文所采用的內轉式進氣道前體激波的形狀如同一個傾斜的“糖勺”。前體激波的前緣較低，尾部較高。前體激波靠近對稱面的部分向內凹，而外側凸出，跨在進氣道的鈍化前緣上?？梢?，采用更多的流場截面進行層析式的流場顯示和拍攝，結合三維重構技術，具有獲得內轉式進氣道完整前體激波的潛力。

圖10 進氣道前體三維激波
Fig.10 Three-dimensional forebody shock of inlet

4.2 內轉式進氣道/隔離段內部流場

與內轉式進氣道前體以三維曲面激波為主的流動特性相比，進氣道及隔離段內部由激波/邊界層干擾主導的流場更加復雜。如圖11所示，本文借助含水蒸氣相變的數(shù)值模擬，可以預先認識和分析進氣道及隔離段流場。從圖11中的對稱面馬赫數(shù)(Ma)云圖可以看出，受唇口激波入射的影響，進氣道壓縮面頂板一側產生明顯的流動分離區(qū)。在分離區(qū)下游，壓縮面頂板一側的低馬赫數(shù)區(qū)域明顯增厚。分離激波入射在唇口板，使得其下游的低馬赫數(shù)區(qū)域沿流向也迅速增厚。可見，在喉道下游的隔離段內部流場可大致分為2個區(qū)域，即位于流道核心部分的高馬赫數(shù)主流區(qū)和靠近壁面的低馬赫數(shù)區(qū)。值得注意的是，在高馬赫數(shù)主流區(qū)內，靠近唇口板一側，還存在一個馬赫數(shù)略低的區(qū)域。該區(qū)域來自于內轉式進氣道鈍前緣唇口處的激波干擾[32]，在向下游發(fā)展的過程中，有逐步與唇口板一側的低馬赫數(shù)區(qū)域相融合的趨勢。隔離段流場的這些特征，與文獻[14,32]不含水蒸氣時的數(shù)值模擬類似。這表明本文為了流場顯示而適當添加的水蒸氣，沒有顯著改變內轉式進氣道及隔離段流場的基本結構。然而，受皮托耙空間分辨率的限制[12-14]，隔離段內部流場的這種細致結構缺乏試驗的支撐。

圖11 進氣道及隔離段對稱面馬赫數(shù)云圖
Fig.11Contours of Mach number on symmetry plane of inlet and isolator

選取隔離段內部距離進氣道前緣分別為15.1ht(D截面)、16.9ht(E截面)和18.6ht(F截面)的3個典型流向截面(見圖11)，并借助圖6所示的光路拍攝流場的平面激光散射圖像，如圖12所示。圖12試驗圖片中有或明或暗的橫向細條紋，然而，當隔離段采用類似于圖5所示的流向截斷方式進行拍攝時，平面激光緊貼截斷后的隔離段出口，不經過隔離段壁面，這種條紋便消失了，并且獲得的流場結構與圖12基本一致。表明這種條紋是由透明圓形隔離段管壁折射平面激光引起的，并非流場結構。在圖12中同時給出了數(shù)值模擬的結果。鑒于單個示蹤粒子的Rayleigh散射光強與粒子直徑的6次方成正比[33]，為便于和試驗比較，數(shù)值模擬結果采用單位體積的示蹤粒子數(shù)密度n與示蹤粒子直徑dp的6次方的乘積，并采用截面中的最大值無量綱化，來表示該平面內散射光強的相對變化?？傮w而言，圖12中數(shù)值模擬的趨勢與試驗結果大體上符合，可以用來輔助分析隔離段的流場結構。

圖12 隔離段內各截面流場圖(左：試驗；右：CFD)
Fig.12Flow field of each cross-section of the isolator (left: test; right: CFD)

試驗觀測到的隔離段流向截面的流場左右基本對稱，但呈現(xiàn)明顯的不均勻狀態(tài)，含有示蹤粒子的區(qū)域，散射光較強，在圖像中顯示明亮；而一旦示蹤粒子在局部區(qū)域蒸發(fā)，沒有了示蹤粒子對激光的散射，在圖像中該區(qū)域顯示為黑暗。本文含水蒸氣相變的數(shù)值模擬表明，在隔離段的核心主流區(qū)域，氣流馬赫數(shù)較高，靜溫較低(260～280 K左右)，示蹤粒子直徑較大，同時單位體積的粒子數(shù)密度也較大，根據Cox等[33]的研究可知，相應的散射光較強，因此，在圖 12中顯示為較為明亮的區(qū)域。在D截面，風洞試驗的主流區(qū)域比數(shù)值模擬更大一些，約占截面的2/3，數(shù)值模擬的主流區(qū)約占截面的1/2。在E和F截面，風洞試驗的主流區(qū)域大小與數(shù)值模擬相當，均約占截面的1/2，但數(shù)值模擬的區(qū)域更加偏向唇口一側。本文含水蒸氣相變的數(shù)值模擬表明，在近壁面區(qū)域，邊界層內的靜溫較高(300～430 K)，示蹤粒子因蒸發(fā)而直徑銳減，單位體積的粒子數(shù)密度也大幅減少，根據Cox等[33]的研究可知，相應的散射光弱，因而顯示為暗區(qū)。在流向截面的左右側壁面附近，風洞試驗顯示的黑暗區(qū)域稍大一些。在3個流向截面的壓縮面頂板一側，風洞試驗中均有較大的呈現(xiàn)半月形的黑暗區(qū)域，并且與左右側壁面附近的暗區(qū)相連。在靠近上游的D截面，頂板一側暗區(qū)在對稱面上的橫向(y方向)高度約為ht/4，而在下游的F截面，其高度約為ht/3。由于頂板一側的暗區(qū)為靜溫較高的低速區(qū)，沒有示蹤粒子，其沿著流向增厚的趨勢表明低速區(qū)沿著流向發(fā)展增大。類似的，在唇口板一側，也存在一個新月形的黑暗區(qū)域，這一區(qū)域同樣是溫度較高的低速區(qū)。值得注意的是，在各流向截面的主流區(qū)域內，靠近唇口板一側，均有一個較為明顯的蘑菇形黑暗區(qū)域。沿著流向發(fā)展，該蘑菇形暗區(qū)增大，并且向截面的中心侵入。這一趨勢，在數(shù)值模擬結果中更加明顯。該蘑菇形暗區(qū)，也是靜溫較高的低速區(qū)。本文平面激光散射所反映出的在壓縮面頂板一側和唇口板一側存在低速區(qū)的流場特征，與文獻[14]的皮托耙測量結果相符合。然而，由于蘑菇形低速區(qū)的根部與唇口板一側的新月形低速區(qū)位置很接近，皮托耙難以分辨出這2個低速區(qū)的差異，將兩者混為一個較大的低速區(qū)。

進一步分析數(shù)值模擬的流場表明，圖12流場中的黑暗區(qū)域內存在流向渦結構。圖13給出了D截面的流向渦量分布和流線，可以看出，在壓縮面頂板一側和唇口板一側各存在一對較強的反轉流向渦。文獻[32]對該內轉式進氣道中這2對反轉流向渦的成因和演化進行了分析。在D截面，壓縮面頂板一側的反轉渦對較大，幾乎占截面的1/2，而唇口板一側的反轉渦對較小。2個反轉渦對的位置分別與圖12(a)頂板一側的半月形黑暗區(qū)域和主流區(qū)靠近唇口板一側的蘑菇形黑暗區(qū)域相對應。在D截面，數(shù)值模擬給出的頂板一側的暗區(qū)更大，表明數(shù)值模擬的反轉渦對在隔離段內發(fā)展得比試驗更快，渦流區(qū)更大。圖12的風洞試驗和數(shù)值模擬表明，2對反轉流向渦在隔離段流場中始終存在，造成隔離段流場的不均勻性突出。

此外，從風洞試驗的錄像中，還發(fā)現(xiàn)隔離段流場中的2對反轉流向渦結構存在一定的非定常性，其形態(tài)在試驗過程中的變化如圖14所示，以第一幅為時間起點，t′ =0 ms，圖片時間間隔為0.4 ms。2對反轉流向渦在流場中的位置隨時間改變，在某一時刻會出現(xiàn)非對稱的現(xiàn)象，如圖14(a)、圖14(b)所示；但是在2 ms之后，又恢復成圖14(g)、圖14(h)中基本對稱的形態(tài)。在圖14(a)～圖14(d)的改變過程中，靠近頂板一側的流向渦逐漸縮小，主流區(qū)略微增大；在圖 14(d)～圖14(g)的改變過程中，流向渦又逐漸增大，主流區(qū)略微縮小。比較圖14(f)～圖14(h)，可以看出唇口板一側的流向渦大小在發(fā)生改變。流向渦的擺動導致流場核心的主流區(qū)形態(tài)也發(fā)生改變，加劇了隔離段流場的復雜性。

圖13 截面D中沿流向渦量云圖和流線
Fig.13Contours of streamwise vorticity and streamlines on Section D

圖14 截面D不同時刻的散射圖像
Fig.14Scattering images on Section D at different times

圖15 隔離段流向截面的流場結構示意圖
Fig.15 Schematic of flow field structure of streamwise cross-section in the isolator

以上分析表明，基于定常雷諾平均Navier-stokes(RANS)的數(shù)值模擬雖然可以較為準確地獲得隔離段流場的主要特征，但是對內轉式進氣道及隔離段邊界層發(fā)展以及流向反轉渦對的預測與試驗存在一定的差別。結合風洞試驗中獲得的平面激光散射圖像和數(shù)值模擬結果，圖15給出了隔離段流向截面的流場結構示意圖，高速氣流集中在隔離段核心區(qū)域，在上下兩側各存在一對反轉流向渦。

5 結 論

1) 通過預先在激波風洞被驅動段的試驗氣體中添加適量水蒸氣，可以在噴管出口形成平均直徑約67 nm的示蹤粒子，該示蹤粒子在高超聲速氣流中具有較好的跟隨性，可用于平面激光散射。

2) 采用合適的光路布置方式，基于平面激光散射技術能夠獲得內轉式進氣道的前體激波和隔離段的流場結構。

3) 前體激波在流向截面上的形狀有明顯的凹凸性和拐點，靠近對稱面的部分向內凹，而邊緣向外側凸出。通過一系列的流場散射圖像，可以重建內轉式進氣道前體的三維激波面，本文內轉式進氣道的前體激波呈傾斜的糖勺形。

4) 隔離段的高速氣流區(qū)集中在流道中心，并且偏向唇口板一側，而大量的低速氣流堆積在頂板一側。頂板一側和唇口板一側各存在一對反轉流向渦，其中，頂板一側的反轉渦對較大，而唇口板一側的反轉渦對較小，這2對反轉流向渦具有一定的非定常性，導致隔離段流場的不均勻性顯著。

在內轉式進氣道及隔離段流場的精細結構顯示方面，有待進一步研究。

致 謝

感謝課題組詹東文博士在內轉式進氣道模型修型方面給予的幫助，感謝中國科學技術大學工程實踐中心沈連婠教授在3D打印內轉式進氣道模型時提供的幫助。

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Flowvisualizationofatypicalhypersonicinward-turninginletusinglaserscattering

LIYiming1,LIZhufei1,*,YANGJiming1,WUYingchuan2,YUAnyuan2

1.DepartmentofModernMechanics,UniversityofScienceandTechnologyofChina,Hefei230026,China2.ScienceandTechnologyonScramjetLaboratory，HypervelocityAerodynamicsInstitute,ChinaAerodynamicsResearchandDevelopmentCenter,Mianyang621000,China

AplanarlaserscatteringsystemisbuiltandthenverifiedinashocktunnelwithanominalMachnumberof6.Aproperamountofwatervaporisaddedintothetestgasbeforetheexperiment,andthenthewatervaporcondensesintotinyparticleswhenitgoesthroughtheshocktunnelnozzle.ThecondensedH2Oparticlesareusedastracersfortheplanarlaserscattering.Withthehelpofthisflowvisualizationmethodandsophisticatedarrangementsoftheopticalpath,theflowfieldofahypersonicinward-turninginletwithatransitionfromtheelliptical-liketocircularshapeisobservedinexperiments,andthepreliminaryflowstructureintheinletforebodyandtheisolatorareobtained.Theresultsshowthatthenominaldiameterofthecondensatetracersisapproximately67nmwithgoodfollowingperformancesintheflowfield.Theforebodyshockiscurvedandinflectedobviously,andisconcavednearthesymmetryandraisedatthesides.Basedonseverallaserscatteringimages,thethree-dimensionalforebodyshockisrebuiltusingasplineinterpolationmethod.Asaresult,theforebodyshocklookslikeanobliquescoop.Therearetwopairsofstreamwisevorticesintheisolator.Onevortex-pairnearthebody-sideislargeandtheothervortex-pairnearthecowl-sideissmall,andbothareunsteady.Thehigh-speedflowconcentratesinthecoreregionoftheisolatorandinclinesslightlytothecowl-side,whereasthelow-speedflowaccumulatesonthebody-side.Theflowfieldoftheisolatoristhusnonuniform.

hypersonic;inward-turninginlet;flowvisualization;planarlaserscattering;curvedshock;streamwisevortex

2017-05-12；

2017-06-12；

2017-08-03；Publishedonline2017-08-251027

URL：http://hkxb.buaa.edu.cn/CN/html/20171213.html

s：NationalNaturalScienceFoundationofChina(11402263,11621202)

.E-maillizhufei@ustc.edu.cn

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

10.7527/S1000-6893.2017.121414

2017-05-12；退修日期2017-06-12；錄用日期2017-08-03；網絡出版時間2017-08-251027

http://hkxb.buaa.edu.cn/CN/html/20171213.html

國家自然科學基金(11402263,11621202)

.E-maillizhufei@ustc.edu.cn

李一鳴, 李祝飛, 楊基明, 等. 典型高超聲速內轉式進氣道激光散射流場顯示J. 航空學報,2017,38(12):121414.LIYM,LIZF,YANGJM,etal.Flowvisualizationofatypicalhypersonicinward-turninginletusinglaserscatteringJ.ActaAeronauticaetAstronauticaSinica,2017,38(12):121414.

V211.48

A

1000-6893(2017)12-121414-12

王嬌)