陳 星, 諶君謀, 畢志獻, 馬漢東

(中國航天空氣動力技術研究院, 北京 100074)

0 引 言

隨著航空航天技術的發(fā)展，氣體動力學在克服聲障、熱障、黑障等技術難題方面取得了突破性進展，但目前仍面臨著高溫氣體效應、化學反應流和超聲速燃燒等問題的挑戰(zhàn)[1- 2]。超高速(速度大于3.0km/s)條件下的高溫氣體效應，使飛行器周圍氣體的物理屬性和相關的流場特性發(fā)生了改變，是超高速飛行器設計需要考慮的主要因素之一[1- 4]。超高速氣體發(fā)生的化學反應及其不同能量模式之間的轉換，給氣體動力學試驗和數(shù)值計算帶來了困擾[3- 5]。超高速燃燒需要在有限的空間(米量級)和時間(毫秒量級)內(nèi)實現(xiàn)燃料穩(wěn)定燃燒，增加了超高速流動研究的復雜性。超高速物理現(xiàn)象和流動機理認識上的局限，造成物理建模不盡適當，導致數(shù)值模擬存在一定的不確定性，因此需要進行試驗研究[2- 5]。而飛行試驗風險高、成本高、周期長，大量的前期試驗探究需要在地面試驗設備中進行[3- 6]。

常規(guī)高超聲速風洞(Ma=5～12)通過降低自由來流溫度來降低自由來流聲速，從而提高自由來流的馬赫數(shù)，實現(xiàn)超/高超聲速馬赫數(shù)和雷諾數(shù)的模擬[2- 4]。

超高速流動帶來的高溫效應在這種“冷”狀態(tài)下的高超聲速地面設備中無法復現(xiàn)。用于模擬超高速流動高溫效應的2個關鍵參數(shù)是來流速度(比焓)和雙尺度參數(shù)ρL(ρ為密度，L為特征長度)[2- 4,7]，前者表征滯止焓，后者表征強激波后離解反應尺度。若空間再入飛行器和行星探測器再入大氣時的速度超過7.0km/s，對應的氣體分子宏觀動能為7.4eV，周圍氣體通過激波加熱和黏性阻滯減速，使得分子隨機運動能量增加并超過氧氣分子的離解能5.1eV，甚至超過氮氣分子離解能9.7eV，從而導致飛行器周圍氣體離解甚至電離[8]。若模擬此速度(>7.0km/s)，駐點熱流會超過450MW/m2，目前連續(xù)式設備無法滿足要求;而脈沖式高焓風洞能夠產(chǎn)生總溫和總壓非常高的試驗氣流[9]，能滿足上述要求。

高焓脈沖風洞的驅動技術決定了風洞試驗段所能達到的總焓和總壓水平[10]。驅動技術均基于簡單的激波管技術發(fā)展而來。目前有效的驅動技術主要有變截面驅動、多段驅動、輕質氣體驅動和加熱輕質氣體驅動[11- 12]。其中，加熱輕質氣體驅動的加熱方式主要有電加熱、燃燒加熱(爆燃加熱、爆轟燃燒)和壓縮加熱(自由活塞)[1,3]。電加熱驅動方式有良好的重復性且試驗時間相對最長，但也有運行成本高以及大量輕質氣體存儲、運輸、加熱和排放等諸多不安全因素等問題。爆燃驅動在“波驅動”試驗設備中能顯著增強性能，但是在高焓情況下，由于缺乏試驗數(shù)據(jù)，真實驅動性能未知。爆轟驅動方式獲得的有效時間較長、運行成本低、擴展性好，但在噴管駐室總壓和總溫等性能上比壓縮加熱驅動方式低。壓縮加熱驅動可以獲得最大的性能和運行靈活性，是目前世界上高焓脈沖風洞采用最多的驅動方式。

壓縮加熱驅動的脈沖風洞是采用活塞壓縮器作為驅動方式的地面試驗設備，活塞是其關鍵部件之一。按照活塞對氣體做功的方式分為炮風洞(輕活塞)和自由活塞風洞(重活塞)。炮風洞驅動是活塞直接對試驗氣體做功，自由活塞驅動是活塞對驅動氣體做功。值得注意的是，區(qū)分活塞的輕重不在于活塞本身的質量，而在于活塞單位面積的質量δ(活塞質量除以活塞橫截面的面積，單位kg/m2)[13]。在活塞壓縮運動中，δ起關鍵性作用，當δ→0時是激波壓縮，為非等熵過程；當δ→∞時，可視為等熵過程。炮風洞的δ一般小于50，活塞速度小于接觸間斷面的速度，對試驗氣體的壓縮是激波壓縮，為非等熵過程；自由活塞脈沖風洞的δ一般大于250，活塞釋放后的運動速度遠小于被壓縮氣體的聲速，因此自由活塞在壓縮管中運動的過程可近似為等熵過程。試驗段自由來流速度約等于試驗氣體總焓2倍的平方根。炮風洞受活塞質量和材料的限制，試驗氣體的總溫小于2000K，并且高雷諾數(shù)運行能力有限。自由活塞脈沖風洞的重活塞壓縮驅動氣體，使得驅動氣體具有很高的溫度和壓力。若空氣作為試驗氣體，在一定條件下，自由活塞高焓膨脹管風洞會產(chǎn)生超過40MJ/kg的高焓試驗氣流[3，11]。

自由活塞高焓脈沖風洞可分為自由活塞高焓激波風洞和自由活塞高焓膨脹管風洞。(1)自由活塞高焓激波風洞(第二隔膜段下游為噴管)：激波管中形成的入射強激波到達時，第二隔膜不發(fā)生破裂并反射激波，激波管中的氣體被再次壓縮，產(chǎn)生高溫高壓氣體，最終導致隔膜破裂。(2)自由活塞高焓膨脹管風洞(第二隔膜段下游為加速管，加速管下游連接噴管)：激波管中形成的入射強激波到達時，第二隔膜立即破裂，使得激波管中的壓力和溫度提高，且使氣體具有一定的速度，這2種效應均能使第二隔膜破裂時在加速管中產(chǎn)生的激波得到增強、氣流速度和總焓增加、靜溫降低。與高焓激波風洞相比，高焓膨脹管風洞的試驗氣流離解程度較低，試驗氣體成分更接近飛行條件，更適合近/超軌道速度下的超高速流動試驗模擬[3，6]，但有效試驗時間較短。

自由活塞高焓脈沖風洞的概念始于1959年，在加拿大渥太華舉行的國家研究理事會上，Stalker[14]做了關于自由活塞的報告，并對自由活塞激波管進行了演示。鑒于Stalker的貢獻，自由活塞高焓脈沖風洞也被稱為“Stalker管”。經(jīng)過近60年發(fā)展，流體力學相關領域研究領先的國家針對自由活塞驅動開展了廣泛的研究。目前代表性的高焓脈沖風洞主要有澳大利亞昆士蘭大學T4[15]和X3[16]、美國加州理工學院T5[17]、英國牛津大學T6[18]、法國馬賽大學TCM2[19]、德國宇航中心HEG[20]、日本宇航中心HIEST[21]和中國航天空氣動力技術研究院FD- 21[22- 23]。

自由活塞高焓脈沖風洞在短暫的有效試驗時間內(nèi)，運用大量先進測試儀器，已經(jīng)能夠開展超高速條件下的氣動熱力學和氣動光學等問題[11]的研究。另外，在高焓脈沖設備上還能開展自由飛、超燃沖壓發(fā)動機點火燃燒和電磁輻射等試驗[12]研究。

本文針對自由活塞高焓脈沖風洞，系統(tǒng)介紹其理論基礎研究階段、早期探索階段和實用化發(fā)展階段等3個階段的發(fā)展歷程及相應的試驗能力，分析自由活塞高焓脈沖風洞在高超聲速飛行器氣動設計和高溫氣體效應機理研究中發(fā)揮的作用。

1 理論基礎研究階段(1899～1962年)

1.1 歷史背景

1947年，Yeager駕駛Bell XS- 1實現(xiàn)超聲速飛行。1955年，北美航空公司開始生產(chǎn)首架高超聲速飛行器 X- 15。作為20世紀航空航天領域里程碑的這2個事件，表明了人類對飛得更快更遠孜孜不倦的追求。商用航空飛行器的發(fā)展、探究未知宇宙的愿景和軍用飛行器的應用等方面的需求，意味著相關氣動載具的性能需要持續(xù)不斷地提高，需要了解對應的復雜氣動熱力學等問題，為建立符合實際的數(shù)學模型提供高可信度的依據(jù)，這就對地面模擬設備產(chǎn)生了極大的需求。

1.2 相關理論的發(fā)展

1899年，法國化學家Vieille研究無煙火藥在礦井中的爆炸問題時，完成了第一次激波管試驗。1932年，Schedin建立了激波管理論并給出了激波管方程。1951年，Hertzberg[24]首先提出了激波風洞的概念，將激波管用于高超聲速風洞設計，在激波管末端連接一個噴管，在環(huán)境溫度大于試驗氣體凝結溫度的條件下，噴管出口可獲得高超聲速氣流。當采用輕質氣體(氫氣或者氦氣)作為驅動氣體，噴管駐室可以獲得較高的總溫和總壓。

20世紀50年代中后期，利用激波管開展了大量真實氣體效應的研究[25- 26]，觀察空氣在高溫高壓條件下物理和化學流動現(xiàn)象。然而，傳統(tǒng)激波風洞產(chǎn)生的壓力和溫度有限，在探索獲得高溫和高壓試驗條件的道路上，出現(xiàn)2種不同的思路：(1) 采用高性能的驅動技術，提高激波管上游驅動氣體的總溫和總壓。(2) 提高激波管下游的激波強度，在激波管下游增加一段加速管，用非定常膨脹波代替激波風洞的定常膨脹波，能夠獲得高馬赫數(shù)、高雷諾數(shù)的流場。如果單獨采用第一種思路，可利用高性能驅動段使激波管中產(chǎn)生高焓高壓試驗氣體，這種設備稱為高焓激波管/風洞。如果將2種思路結合，在高性能激波管下游增加一段加速管，這種設備稱為高焓膨脹管/風洞。

1.2.1 提高入射激波強度的研究

1957年，Alpher[27]指出壓縮管截面積比激波管截面積大時，會增加一次非定常的膨脹，入射激波強度能夠得到增強。采用變截面驅動的效果相當于在定常截面情況下驅動氣體壓力增加Gp倍。當驅動氣體的比熱比γ=1.40時，Gp的極限值為1.89；當驅動氣體的比熱比γ=1.67時，Gp的極限值為2.06。當面積比值大于16.0，面積帶來的壓力增益Gp開始接近極限值，因此通過面積比獲得壓力增益最經(jīng)濟的范圍約在1.40～16.00之間。

Longwell[28]于1958年利用重活塞壓縮空氣獲得強入射激波，并給出重活塞在近似等熵壓縮條件下的運動規(guī)律。1959年，Stalker[4,29]在加拿大國家研究委員會(CNRC)建成第一座自由活塞激波管(圖1(a)和(b))，壓縮管直徑0.073m，長1.61m，激波管直徑0.025m，長1.70m。高壓氣源為空氣，壓縮管內(nèi)充氦氣，激波管中的試驗氣體為空氣。當壓縮管中壓縮比λ=75、激波管初始壓力p1=725Pa時，激波管中的入射激波馬赫數(shù)約為25，有效試驗時間約為0.05ms。

(a) Stalker管示意圖

(b) CNRC的自由活塞激波管

Stalker指出，活塞在壓縮管中向下游加速運動，高壓儲氣室的能量轉化為活塞的動能和活塞對驅動氣體壓縮所做的功，活塞壓縮下游氣體為等熵壓縮。當活塞兩邊的壓力相等時，活塞具有最大速度。隨后，活塞在慣性作用下繼續(xù)向壓縮管下游作減速運動，進一步壓縮驅動氣體。當速度為零時，驅動氣體獲得最大壓力和最高溫度，但這種狀態(tài)為非定常狀態(tài)，此時的驅動氣體不直接作為激波管的驅動氣體，而是利用定壓驅動原理[13]，選取壓力峰值下浮10%所對應的時間作為定壓驅動時間。實現(xiàn)定壓驅動的關鍵在于選擇合適的活塞破膜速度，使得活塞在破膜時推動壓縮氣體的質量流量等于壓縮氣體進入激波管的質量流量，即破膜后活塞的運動能夠補償驅動氣體進入激波管的消耗。此時驅動氣體的壓力將保持不變，從而實現(xiàn)定壓驅動。由于重活塞壓縮氣體能夠產(chǎn)生高溫高壓氣體，1960年，Greif等[30]也開展了重活塞定壓驅動技術的研究。同一時期，加州理工學院噴氣式實驗室建造了一座自由活塞激波管。

1.2.2 膨脹管理論及技術的研究

膨脹管的概念首次由Resler和Bloxsom[31]在1952年提出，利用非定常膨脹波能夠獲得更高馬赫數(shù)和雷諾數(shù)的流場。1953年，Bernstein[32]提出在激波管下游再安裝一個加速管，可以獲得更高的馬赫數(shù)和靜溫。1955年，Hertzberg[33]指出在激波管末端增加一個加速管后，可以提高流場的雷諾數(shù)和溫度，但是會導致流動時間減小。Hertzberg提出在加速管末端增加一個噴管的可能性，這是膨脹管風洞概念的首次提出。1962年，Trimpi[34]完善了膨脹管的理論體系，并首次將相關設備稱為“膨脹管”。相比于氣體會發(fā)生離解甚至電離的高焓反射型激波風洞，在相同的初始條件下，膨脹管獲得的自由來流速度約為反射型激波風洞的2倍，試驗氣體離解程度低，在不同能量模式下更容易維持平衡。Trimpi指出，較大尺寸的加速管，可以有效減少加速管內(nèi)氣流邊界層的影響，增大試驗核心流區(qū)域。由于試驗氣體緊靠激波管和加速管連接處的二道膜，二道膜的打開方式會嚴重影響試驗時間，1965年，Trimpi[35]在完全氣體條件下推導出：在加速管下游連接較長的噴管，能得到更長的試驗時間、更長的試驗氣體長度、更高的效率，減小二道膜打開方式帶來的問題。1966年，Callis[36]分析了完全氣體條件下不同連接段(壓縮管、激波管、加速管和噴管)面積變化對流動的影響，試圖通過面積變化來減小膜片破裂帶來的問題以及加速管中黏性效應帶來的邊界層問題。Callis對加速管末端的擴張噴管(Skimmer噴管)中的流動進行了研究，指出該噴管能夠有效緩解加速管中黏性效應帶來的邊界層問題，但是會導致噴管前緣產(chǎn)生激波，減小氣流雷諾數(shù)。20世紀60年代中后期，Norfleet[37]和Loper[38]等人對膨脹管/風洞開展了試驗研究，分析了化學平衡態(tài)條件下的流動機理。圖2為自由活塞膨脹管示意圖(在激波管下游安裝了一段加速管)。

圖2 自由活塞膨脹管示意圖[4,39]

1.2.3 入射激波衰減問題的解決

隨著入射強度的提高，在較長的激波管末端獲得的入射激波馬赫數(shù)遠小于理論值，激波衰減導致總焓損失嚴重、流動非定常現(xiàn)象加劇。入射弱激波的衰減主要由壁面邊界層引起，而入射強激波的衰減主要有兩方面原因：(1) 在形成階段，由于破膜的非理想和非定常的黏性效應，造成初始衰減；(2) 在運動階段，由于壁面的邊界層效應、高溫氣體效應和反射膨脹波作用的結果，造成二次衰減。為了減緩入射激波的衰減，需要較大內(nèi)徑的激波管，并且激波管長度和內(nèi)徑之比需要滿足一定的幾何關系[4,11]。

1.2.4 縫合接觸面運行技術

當入射激波強度較大時，會導致試驗氣流有效時間減少。為了增加激波管有效流動時間，Wittliff[40]于1958年提出縫合接觸間斷面的概念，認為由于入射激波在激波管末端反射，反射激波和接觸間斷面會相互作用：一方面將產(chǎn)生一道透射激波，通過接觸面；另一方面在接觸間斷面上反射非定常波(激波或者膨脹波)，或者不發(fā)生任何反射。反射波系若非Mach波，這些波將傳入試驗區(qū)域，破壞試驗氣流的定常性，縮短試驗時間。反射波系若為Mach波或者不發(fā)生反射，則稱為接觸間斷面縫合[40]，如圖3所示。采用縫合接觸面條件，能夠消除試驗氣體中的非定常反射，保持流動平穩(wěn)性，并最終延長有效試驗時間。接觸間斷面條件可以用接觸間斷面兩側的氣體內(nèi)能[41]、溫度[42]和縫合馬赫數(shù)[43]來表征，不同表述方法原則上是等價的，但在理論分析和實際計算中，采用縫合馬赫數(shù)更為方便。當入射激波馬赫數(shù)大于4，其下游氣體開始呈現(xiàn)高溫氣體效應，從而影響下游氣流的密度、馬赫數(shù)和比熱比等參數(shù)[44]。當入射激波馬赫數(shù)達到8以上，真實氣體效應必須考慮，因其嚴重影響縫合馬赫數(shù)[45]。需要注意的是，縫合條件對延長風洞試驗時間是有限的，當反射稀疏波追趕上接觸間斷面時，會對試驗氣體產(chǎn)生強烈干擾，試驗時間一般在接觸間斷面到達激波管末端之前就已結束。

圖3 反射激波- 接觸間斷面縫合示意圖[40]

1.2.5 邊界層效應

到20世紀60年代中后期，自由活塞高焓脈沖風洞的相關理論基礎基本建立，主要體現(xiàn)為已經(jīng)認識到活塞的等熵壓縮、縫合接觸面條件、激波管試驗時間和邊界層效應等因素的重要性。這一時期，重活塞實際運行過程無法安全可控，風洞不能產(chǎn)生定常流場，但自由活塞在壓縮管末端呈現(xiàn)出的定壓驅動能力，為自由活塞脈沖風洞的發(fā)展帶來了希望。

圖4 激波管的邊界層示意圖[46]

2 早期探索階段(1962～1977年)

2.1 歷史背景

20世紀60年代以來，人類相繼突破第一宇宙速度和第二宇宙速度進入外太空。超高速飛行器的發(fā)展以及人們對高溫氣體在高速條件下認識的局限，使得太空探索過程中存在一系列不確定因素。為了解超高速過程中遭遇的未知氣動條件，亟需地面設備模擬可信賴的飛行環(huán)境。對于地面試驗而言，為了獲得超高速自由來流，必須提高噴管駐室總溫(甚至超過10 000K)，對風洞結構帶來很大的挑戰(zhàn)，連續(xù)式設備無法滿足要求，這給高焓脈沖式風洞帶來了機遇。然而，由于這一時期風洞測試技術無法滿足風洞毫秒量級有效運行時間的要求，特別是無法進行測力試驗，使其在氣動試驗方面的應用受到很大限制，在20世紀60年代末期到70年代中后期發(fā)展緩慢，在歐洲和北美的研究趨于停頓，但是澳大利亞在Stalker團隊的堅持下，取得很多成果，并為后續(xù)的實用化發(fā)展打下堅實的基礎。

2.2 自由活塞脈沖風洞的早期建設

2.2.1 自由活塞激波風洞的早期建設

在澳大利亞國立大學，Stalker主持建造了小型自由活塞高焓激波風洞T1和T2[47](見圖5)。Stalker利用T1和T2驗證了活塞能夠安全受控，并獲得了超高速氣流，解決了活塞在氣動力控制下高速運動并在壓縮管末端安全停止的同時能夠維持定壓運行這一難題。在大量的試驗數(shù)據(jù)基礎上，Stalker發(fā)展了自由活塞風洞運行的相關理論，指出壓縮管和激波管的尺寸、活塞質量和氣體組分及其壓力需要滿足一定的關系[48]。

Stalker利用自由活塞壓縮理論建造了T3自由活塞激波風洞(見圖6)和DDT自由活塞激波管。T3風洞不僅能夠觀察到很強的高溫氣體效應，而且能夠進行有效控制和測量。自由活塞高焓激波風洞產(chǎn)生高焓高壓氣體，其自由來流參數(shù)的確定過程比低焓高超聲速風洞復雜很多。1971年，McIntosn[49]利用磁流體技術測量了T3風洞的自由來流參數(shù)。當噴管駐室總壓23.8MPa、總焓50MJ/kg時，測得噴管出口速度達到8km/s。1976年，Crane[50]采用質譜技術測量非平衡條件下氣體組分濃度，分析了分子電離后電子碰撞的相關性。

圖5 T2自由活塞激波風洞[47]

圖6 T3自由活塞激波風洞[47]

在T3風洞中，不僅能夠開展離解條件下圓柱、圓錐、尖楔、三角翼等典型外形[51]的高溫氣體效應研究和高溫氣體條件下激波相互干擾研究[52]，而且可以開展層流邊界層離解效應[53]的研究。T3風洞在1969年建成后，截至2016年已經(jīng)運行7000多車次[47]。1970年，DDT激波管建成，主要開展氣體反應動力學[54]、激波光譜[29]、接觸間斷面和激波的不穩(wěn)定性[29]研究。1980年，T3風洞進行了超燃沖壓發(fā)動機點火試驗[55]，獲得了火焰穩(wěn)定燃燒數(shù)據(jù)，研究了燃料噴射機理、激波誘導點火、點火增強原理和燃燒室長度及壓力的影響。

T3風洞和DDT激波管的成功，對高超聲速地面模擬設備發(fā)展作出了極大的貢獻，培養(yǎng)出了Sandeman和Hornung等合作伙伴和大量的專業(yè)人才，為自由活塞驅動的高焓脈沖風洞在世界上的廣泛建設奠定了基礎。T1、T2、T3風洞和DDT激波管的參數(shù)如表1所示，可以看出，即使是早期的自由活塞激波風洞，活塞單位面積的質量δ都大于250kg/m2。

表1 自由活塞激波管/風洞參數(shù)Table 1 The parameters of the free piston shock tube/tunnel

2.2.2 自由活塞膨脹管/風洞的早期建設

在自由活塞膨脹管研究的早期階段，為探索加速管中試驗氣體的流動機理，采用輕質氣體(或者加熱輕質氣體)驅動，在激波管中產(chǎn)生入射強激波。為驗證膨脹管的性能，NASA蘭利研究中心于1965年將一個激波管改造為膨脹管[56]，其試驗結果與Trimpi的無黏理論[34]的計算結果存在一定偏差?？紤]到實際流動激波衰減、二道膜破裂、流動擾動、接觸間斷面混合、邊界層厚度和熱化學非平衡等因素，這不算嚴重影響膨脹管的試驗能力，膨脹管能夠產(chǎn)生超高速氣流已經(jīng)得到廣泛認可。20世紀60年代末期，為獲得更高的壓力和溫度，NASA蘭利研究中心建造了一個較大尺寸的膨脹管，Moore[57]利用常溫和電加熱的氦氣作為驅動氣體，空氣作為試驗氣體，獲得速度為5～6km/s的試驗氣流，試驗時間為0.2～0.4ms，發(fā)現(xiàn)簡單的膨脹管理論不適合預測流動熱化學狀態(tài)。1974年，Miller[58]利用空氣、He、Ar和CO2作為試驗氣體，得到氣流膨脹過程為熱化學平衡態(tài)。1975年，在該膨脹管末端加裝了一個錐角10°的噴管，2年后，噴管被移除。Miller[59]解釋在無噴管條件下獲得的流場更好。經(jīng)過10年左右的發(fā)展，實際流動的若干問題依舊沒有完全解決，只有為數(shù)不多的試驗狀態(tài)能夠產(chǎn)生可用的定常流場。1983年，由于缺少資金等原因，該膨脹管停止運行[59]，但其積累的經(jīng)驗為后續(xù)的發(fā)展奠定了基礎。

3 實用化發(fā)展階段(1977年至今)

3.1 歷史背景

科技和社會的發(fā)展，對航天器提出新的要求——重復使用，加大載荷，減少成本和綠色環(huán)保。從人類開始進入太空到現(xiàn)在，上百億美元投入到高超聲速飛行項目中(按照推進系統(tǒng)的類型主要分為超燃發(fā)動機推進和火箭動力推進)。然而，由于在高超聲速飛行器研制方面還存在科學盲區(qū)，對影響飛行穩(wěn)定性的規(guī)律認識不足，其設計難度遠遠高于一般飛行器，很多項目在沒有完成前就被取消，比如20世紀60年代早期的X- 15、X- 20和Dyna- Soar項目,1993年的X- 30及其對應的NASP項目被取消；X- 33和X- 34在2001年也被取消。這表明了在空間探索過程中先期相關科學問題及機理研究的重要性。這些飛行器的發(fā)展極大地推動了高超聲速空氣動力學學科的發(fā)展，促進了高焓激波風洞等地面試驗設備和數(shù)值模擬技術相應模擬能力的提高。

3.2 自由活塞高焓脈沖風洞大規(guī)模建設和應用

3.2.1 自由活塞激波風洞

在T3風洞中成功進行了沖壓發(fā)動機點火等試驗之后，流體力學領域研究領先的國家開始大量新建自由活塞高焓激波風洞。

在澳大利亞研究理事會(ARC)的資助下，Stalker于1984年在昆士蘭大學開始建造尺寸更大的T4風洞[15]，較大的L/D(L為壓縮管長度，D為壓縮管內(nèi)徑)能夠解決壓縮管壓力恢復問題。自1987年T4風洞調試成功以來，截至2016年，該風洞已經(jīng)運行11 000多車次[47]。1989年，美國RHYFL風洞[60]開始建造，然而由于NASP計劃的終止，雖然其主體結構已經(jīng)建成，但仍于1993年停止調試，設備封存。1990年，T5風洞[17]在美國加州理工學院建成，典型狀態(tài)運行時間為1～2ms。1991年，法國馬賽大學建成中等尺寸的TCM2風洞[24]，能進行空氣、CO2、N2、CH4和Ar等不同混合試驗氣體的試驗。1991年，由歐洲HERMES計劃資助的HEG風洞[20]在德國宇航中心建成，成為當時最大的自由活塞激波風洞，該風洞開展了大量的國際合作吹風試驗。1993年，AEDC和德國宇航中心合作建造FPST風洞[61]，開展高溫氣體效應研究。1994年，中國空氣動力研究與發(fā)展中心超高速所利用200m自由飛彈道靶的二級輕氣炮(FD- 18)作為自由活塞激波管運行，獲得了令人滿意的結果，初步證明該設備具有模擬真實氣體效應的能力[62- 63]。1995年，日本宇航中心為驗證自由活塞技術，建造了中等尺寸的HEK風洞。1998年，在HEK成功的基礎上，建造了比HEG更大的自由活塞激波風洞HIEST[4,21]。德國UniBwM大學為研究高焓條件下真實氣體屬性和模擬高超聲速飛行器真實的飛行環(huán)境，于2008年建成中等尺寸的HELM風洞[64]。2016年，T6風洞[65- 66]在英國牛津大學建成，該風洞繼承了澳大利亞國立大學T3風洞的活塞發(fā)射機構和壓縮管，以及牛津大學原有炮風洞的激波管、噴管和試驗段，另外設計了部分連接機構。組合而成的T6風洞采用自由活塞驅動，實現(xiàn)高焓條件，擁有三模態(tài)運行能力：反射激波風洞模態(tài)，膨脹管風洞模態(tài)和無反射激波管模態(tài)。 2016年，F(xiàn)D- 21風洞(見圖7(a)和(b))[22- 23]在中國航天空氣動力技術研究院建成，是目前世界上尺寸最大的自由活塞高焓激波風洞。2017年，澳大利亞為開展全尺寸的HIFiRE8超燃沖壓發(fā)動機試驗，將X3膨脹管改造成X3R激波風洞[67]。這一時期世界上主要的自由活塞高焓激波風洞參數(shù)見表2。

(a) FD- 21自由活塞激波風洞示意圖

(b) FD- 21自由活塞激波風洞照片

3.2.2 自由活塞膨脹管/風洞

1987年，TQ膨脹管建成，之后改進為X1[68]，能在15μs有效運行時間內(nèi)，獲得入射激波速度13km/s、總焓108MJ/kg和總壓335MPa的試驗氣流，其總焓和總壓遠超反射型激波風洞。1987年10月，GASL膨

脹管開始在NASA蘭利研究中心安裝，并于1989年3月完成第一次試驗。1994年，為增加試驗時間，將GASL膨脹管活塞驅動改為爆轟驅動，并更名為HYPULSE[69]。X2 膨脹管[70]于1995年建成，最初是為驗證組合活塞等結構的性能，并作為大尺寸X3膨脹管的驗證模型。X2膨脹管有2個壓縮管(二級壓縮)，組合活塞運動到第一個壓縮管末端時，釋放的小活塞作為第二壓縮管的活塞繼續(xù)壓縮驅動氣體,實現(xiàn)多級壓縮。二級壓縮可以有效阻滯反射非定常膨脹波對試驗氣體的干擾，但是增加了活塞壓縮器結構的復雜性。2001年1月，二級壓縮的X3[71]建成并于4月進行首次試驗，活塞總重300kg，其中第二級活塞重100kg。X3膨脹管在調試過程中面臨很多困難，最主要的是活塞在第一級壓縮管中的減速問題，當降低活塞的運行速度時，膨脹管的性能隨之降低，于是隨后將二級壓縮改為單級壓縮。X2膨脹管也于2004年改造為單級壓縮，到2016年已運行超過2500車次[4]。1999年，JX- 1膨脹管[72]在日本東北大學建成，最初主要為MUSES- C再入飛行器模擬試驗飛行環(huán)境。2016年，日本宇航中心為了模擬行星返回艙再入的大氣環(huán)境，將HEK自由活塞激波風洞改造為HEK- X膨脹管[73]。2016年在英國牛津大學建造成功的T6風洞[65- 66]，在設計之初就提出有膨脹管/風洞運行模式。2016年，中國航天空氣動力技術研究院建設成功的FD- 21風洞為全浮動結構，可以方便地改為膨脹管/風洞。2019年，中國空氣動力研究與發(fā)展中心研制的膨脹管完成安裝，目前正在調試中。這一時期世界主要的自由活塞高焓膨脹管/風洞參數(shù)見表3。

表2 自由活塞激波風洞參數(shù)Table 2 The parameters of the free piston shock tunnel

表3 自由活塞膨脹管/風洞參數(shù)Table 3 The parameters of the free piston expansion tube/tunnel

雖然經(jīng)過了60多年的研究建設，膨脹管發(fā)展為膨脹管風洞也只能說取得了有限的成功，主要是因為在連接噴管后較難獲得定常試驗氣流。1994年，Leyva[74]通過研究主膜片和二道膜面積的變化，得到優(yōu)化的面積比，可以增加試驗氣體區(qū)域的長度。Leyva指出，在特定的條件下，在加速管末端增加一個噴管可以增加試驗時間和試驗區(qū)域。1996年，Bakos[75]為HYPULSE膨脹管設計了一個噴管(Capture 噴管)，該噴管入口直徑和加速管的內(nèi)徑大小相同。雖然Capture噴管不會像Skimmer噴管那樣在入口處產(chǎn)生激波，但是仍然不能獲得均勻氣流。2000年，Sudnitsin[76]為了增加X1膨脹管試驗段的核心流區(qū)域，設計了一個定常膨脹的收縮膨脹噴管，噴管半錐角為8°，膨脹比為9。膜片安裝于喉道處，減少氣流在噴管收縮段受到的影響，同時延長試驗時間。2001年，Chue[77]為HYPULSE設計了另外一套噴管。

高焓條件下，常規(guī)型面噴管在非設計工況下獲得的流場不均勻；錐形噴管使用范圍廣，但在噴管出口會繼續(xù)擴張。氣流在膨脹管風洞的噴管流動過程中，只有少數(shù)分子處于振動非平衡態(tài)[78]。對于膨脹管風洞，氣流宏觀動能來自其在加速管中的非定常膨脹，試驗氣流幾乎沒有發(fā)生化學反應，能夠復現(xiàn)飛行環(huán)境[79]。

3.3 自由活塞理論的發(fā)展和相關問題

自由活塞高焓脈沖風洞大規(guī)模的應用，促進了對活塞運動特性的研究并加深了對相關流動機理的理解。自由活塞壓縮輕質氣體，能夠產(chǎn)生入射強激波，同時也帶來了驅動氣體的污染、試驗時間短等問題。

3.3.1 自由活塞理論體系的發(fā)展

1988年，Hornung[80]完善了活塞壓縮器中活塞運行的理論刻畫，認為活塞從靜止突然起動，高壓空氣貯室一側的膨脹過程是非定常的。Hornung指出，在給定的設備尺寸下，定壓驅動時間關于壓縮比存在極大值，當壓縮比在40～60區(qū)間時，定壓驅動時間一般可以保持在可用水平。目前，絕大多數(shù)的自由活塞激波風洞的壓縮比在上述范圍內(nèi)。1991年，Beck[81]指出，對于活塞運動，完全氣體假設和無限大貯室容積假設是十分合理的，因為研究顯示：高壓下氣體非理想行為和有限貯室容積影響下的定壓驅動時間，和理想情況下的定壓驅動時間的差值不超過百分之一。1992年，Labracherie[82]通過試驗對壓縮過程進行了研究，結果表明壓縮管末端壓力存在高頻振蕩，因此建議壓縮管和激波管之間的連接段需要滿足一定的長度要求。Labracherie使用電位計對壓縮管的反彈進行了測量，結果表明：如果不考慮摩擦因素，活塞和壓縮管的最大位移之比，與其質量之比正好互為倒數(shù)。壓力平衡最終出現(xiàn)在試驗結束時刻，可以觀察到，壓縮管整體的凈向后位移距離不為0，原因主要是壓縮管壁面和活塞之間存在摩擦。1994年，徐立功[83]從非定常氣體動力學方程組出發(fā)，給出一種精確計算活塞在壓縮管中運動規(guī)律的方法。1998年，Itoh[84]基于活塞破膜后的運動學方程，提出了“調諧操作”概念，可使活塞緩和地停在壓縮管的末端。Itoh采用Bessel方程理論獲得了活塞運動方程近似的顯式表達，以方便對定壓驅動時間的極值研究。2014年，朱浩[85]指出，定壓驅動時間關于活塞速度存在極大值，且這些極大值能夠形成一條脊線，并通過數(shù)值計算結果歸納出脊線的若干性質。結果表明，在活塞壓縮器的理論設計中，設計參數(shù)應選擇靠近這條脊線的區(qū)域。

提高驅動段的驅動能力，主要有2種方式[86]：(1) 采用較高的壓縮比，可以通過降低驅動段壓力、提高高壓儲氣室的壓力、提高主膜片的破膜壓力。(2) 提高驅動段氦氣的濃度。較大的氦氣濃度，可以提高驅動氣體聲速。2017年，Andrianatos指出[87]，采用較輕的活塞和增大高壓儲氣室的容積，能夠有效提高驅動段的驅動能力，這主要是因為在此條件下，較小壓力的高壓儲氣室能夠復現(xiàn)之前較高壓力的高壓儲氣室的驅動能力。Stennett指出[67]，即使驅動段較短，在較重的活塞和較大濃度氦氣的條件下，X3R自由活塞激波風洞的有效試驗時間也能夠達到6～10ms。

3.3.2 污染氣體吸除

自由活塞高焓激波風洞的驅動氣體經(jīng)過反射激波在激波管近壁面形成的分叉區(qū)域[88](見圖8)，會對試驗氣體形成早期污染。在高焓情況下(大于10MJ/kg)，反射激波與邊界層干擾變得異常嚴重，污染甚至會使得試驗時間小于1ms。對于大尺寸自由活塞高焓激波風洞，模型尺寸較大，為保證風洞定常流場所需的最少試驗時間[3,10]，必須減緩早期驅動氣體的污染。T5風洞[89]、HEG風洞[90]、HIEST風洞[4,21]在激波管末端增加了一個套筒(如圖9所示)，在噴射的驅動氣體和試驗氣體混合之前對驅動氣體進行捕捉，對邊界層進行抽吸。

圖8 反射激波與激波管邊界層相互作用陰影圖[88]

Fig.8Shadowgraphoftheinteractionofthereflectedshockwiththeshocktubewallboundarylayer[88]

圖9 驅動氣體抽吸裝置示意圖[89]

4 自由活塞高焓脈沖風洞的試驗能力

4.1 自由流場參數(shù)標定技術

在高焓風洞中產(chǎn)生的流場，其校測過程比低焓高超聲速風洞要復雜得多。自由來流條件需要結合數(shù)值計算和傳統(tǒng)的以及新發(fā)展的測試技術不斷迭代，如圖10所示。高焓流動，風洞試驗和數(shù)值模擬之間是一個相互驗證和相互促進的過程。這一過程又驗證了新的測試技術和數(shù)學物理化學模型，進而深入了解設備的性能和相應的流動機理[10]。

圖10 結合試驗和數(shù)值計算的自由來流參數(shù)調試流程[10,91]

Fig.10Combinedexperimentalandnumericaliterativeproceduretodeterminefreestreamconditions[10,91]

自由活塞高焓脈沖風洞駐室壓力和皮托壓力不太平穩(wěn)，需要對試驗數(shù)據(jù)進行適當?shù)臍w一化處理來補償壓力變化帶來的影響[92- 93]。例如，歸一化皮托壓是皮托壓與噴管駐室壓力之比，由于不同測量位置(噴管入口到皮托排架)之間存在測量時間間隔，在進行壓力比較之前，需要對不同壓力進行時間偏移處理[92]；通過平板測量自由來流的靜壓時，需要對平板前緣25～76cm范圍進行歸一化處理，歸一化靜壓采用靜壓除以噴管駐室壓力[92]；歸一化熱流采用熱流除以噴管駐室壓力的平方根，可以體現(xiàn)熱流與壓力的相關性[92- 93]。

4.2 氣動熱和壓力測量

自由活塞高焓激波風洞試驗段自由來流總溫和總壓高，試驗時間短，試驗模型在有效的試驗時間內(nèi)承受極高的熱載荷和壓力，這就要求傳感器響應頻率和靈敏度高、抗干擾和抗沖刷能力強[10]。在嚴苛的熱流和來流環(huán)境下，熱流測量通常使用點測量技術和面測量技術：同軸熱電偶作為點測熱傳感器，其適用熱流范圍為20kW/m2～20MW/m2，響應頻率高于100kHz，測量精度優(yōu)于8%；溫敏漆技術和磷光熱圖技術作為面測量技術，在中低焓激波風洞中的測熱試驗中得到廣泛應用，但在總焓超過5MJ/kg時，材料的自發(fā)光效應嚴重，需要專門的濾光設備，Nagayama[94]和賈廣森[95]等正在開展這方面的研究。利用壓力傳感器和壓敏漆可以在常規(guī)激波風洞中進行壓力測量，但是壓敏漆相對于傳統(tǒng)壓力傳感器而言，更會受到溫度效應、信噪比等影響，導致其目前在高焓脈沖風洞應用較少[96]。

自由活塞高焓激波風洞能夠開展高溫氣體效應研究。在總壓50MPa、總焓變化范圍8～23MJ/kg條件下，在HIEST風洞[4,97]中采用前方有/無安裝光學窗口的同軸熱電偶測量模型表面(如圖11所示)的熱流，并通過對比熱流到達模型表面的時間，來獲得輻射熱流、對流熱流在總熱流的占比以及輻射熱流在不同波長的分布。通過不同材料(BK7，MgF2, 金屬硅)的玻璃，研究不同透明材料對輻射傳熱和對流傳熱的影響。相比無光學窗口測量的熱流值，BK7和MgF2光學玻璃下游測得的熱流值減少約40%。MgF2(截止波長200nm)光學玻璃下游測得的熱流值比BK7(截止波長350nm)略大。通過金屬硅窗口的熱流幾乎為零，根據(jù)金屬硅只對紅外波長透明這一屬性，表明輻射熱流對應的波長范圍在非紅外區(qū)。有光學玻璃的同軸熱電偶獲得熱流值的初始時間比沒有光學玻璃的遲約0.34ms，說明輻射傳熱的時間比自由來流到達模型的時間延遲0.34ms左右。利用高速紋影也能夠清晰顯示氣流到達模型的時間與測量熱流值存在一定的時間差。

圖11 輻射加熱測量的試驗模型[4]

4.3 氣動力測量

自由活塞高焓激波風洞有效運行時間一般為幾個毫秒，摩阻天平[10]、加速度計[98]和應力波天平[99]等具有響應快、跟隨性好、對模型適應性強等特點，能夠開展典型模型氣動力的測量。

Roberson[99]利用應力波天平測量模型的升力、阻力和俯仰力矩，同時在模型上安裝12個壓力傳感器和17個同軸熱電偶，進行壓力和熱流測量(見圖12)。模型長343mm，最大直徑70mm，天平安裝在129mm處(頭部頂點為坐標原點)。試驗條件：總焓12MJ/kg，自由來流馬赫數(shù)7.8，靜壓790Pa。模型迎角變化范圍0°～10°。測量結果表明：天平的軸向力誤差為5%左右，法向力和力矩誤差約為4%。

圖12 HEG風洞尖錐和HB- 2模型[99]

4.4 超燃發(fā)動機試驗技術研究

利用摩阻天平、加速度計和應力波天平等還可以進行超燃沖壓發(fā)動機測力試驗。Takahashi[98]利用加速度計測量超燃沖壓發(fā)動機燃料注入后燃燒產(chǎn)生的推力，模型材質為A7075鋁合金，長2.1m，重139kg。共安裝13個加速度計，其中8個測量軸向加速度，其余測量徑向加速度。同時以20個壓力傳感器進行壓力測量。試驗駐室條件：總焓分別為8、14和22MJ/kg，總壓分別為20、40和60MPa。加速度計不僅能夠測量模型的加速度，還能夠獲得其局部變形。試驗測得模型加速度為10m/s2, 阻力大于1500N，測量結果符合預期。

自由活塞高焓激波風洞能夠復現(xiàn)高超聲速飛行環(huán)境，試驗數(shù)據(jù)能夠很好地與飛行環(huán)境關聯(lián)，故其能夠開展超燃沖壓發(fā)動機點火試驗。HEG開展了HyShot超燃沖壓發(fā)動機模型1∶1點火試驗[100](見圖13(a))，模擬飛行高度32.5～27.1km，飛行馬赫數(shù)約為7.8。在有限的試驗時間內(nèi)，完成氫燃料注入、發(fā)動機正常點火并穩(wěn)定燃燒。利用Kulite壓力傳感器和同軸熱電偶分別測量有/無燃燒條件下的壁面壓力和熱流。2007年，Itoh[101]在 HIEST開展HyShot- IV模型試驗(見圖13(b))，研究不同燃料射流模塊對發(fā)動機效率的影響，試驗結果與德國HEG風洞的結果吻合[102]。試驗過程中，還就發(fā)動機試驗的流場建立問題進行了專門的分析，并發(fā)展了基于加速計的發(fā)動機試驗測力技術。

(a) HEG風洞HyShot- IV 模型[100]

(b) HIEST風洞HyShot- IV 模型[101]

盧洪波[103]在FD- 21風洞完成了氫氧燃燒推進試驗，在總壓13MPa條件下，實現(xiàn)了5ms時間內(nèi)、氫氣在速度近3km/s的試驗氣流中的自主燃燒，并獲得了超聲速燃燒模態(tài)下的試驗數(shù)據(jù)和火焰圖像(見圖14)。該試驗的成功，標志著FD- 21風洞正式邁入實用化階段。

4.5 高超聲速邊界層轉捩研究

自由活塞高焓激波風洞不僅能夠進行常規(guī)地面條件下的邊界層轉捩研究，還能開展飛行環(huán)境下的邊界層轉捩的研究。Tanno[104]利用PCB32A37壓力傳感器測量半錐角7°、長1.1m的尖錐模型(見圖15)表面的壓力，觀察某特征頻率二階模態(tài)的不穩(wěn)定性?？疾煸诳傡蕿?MJ/kg、單位雷諾數(shù)為2.1×106/m條件下，尖錐不同位置處功率譜密度(PSD)隨頻率的變化，可以明顯地看到在x=572mm處、頻率為600kHz條件下二階模態(tài)的不穩(wěn)定性[104]。

圖15 半錐角7°尖錐模型[104]

4.6 自由飛試驗研究

HIEST風洞利用微型板載數(shù)據(jù)記錄儀研究HTV- R模型在流場中的自由飛過程[105](見圖16)，模型長0.316m，質量19.75kg。在總焓分別為4和16MJ/kg時，對應的總壓分別為14和16MPa，測量在低焓和高焓條件下模型的軸向力、法向力和俯仰力矩。模型在運動過程中，迎角變化范圍為14°～32°。軸向力和法向力在不同焓值條件下的差別很小，高焓條件下的壓心向模型上游移動。

圖16 模型下落過程[105]

4.7 氣動光學研究

光學制導的高速飛行器在大氣層內(nèi)飛行時，受到頭部強激波和壁面氣流黏性干擾，使得混合層氣體密度梯度較大，導致信號光束發(fā)生波面畸變和偏折。在風洞試驗中必須復現(xiàn)引導頭的高溫輻射特性，確定窗口的冷卻需求和主動冷卻過程中帶來的窗口光學失效，以及評估存在轉捩混合流、湍流及化學反應流的工況下軌控發(fā)動機導致的窗口失焦和噴流干擾效應。利用全息干涉儀可以在自由活塞高焓脈沖風洞中開展THAAD引導頭氣動光學試驗[106](見圖17)。T5風洞駐室條件為15MJ/kg, 總壓50MPa, 自由來流超過5km/s。T5能夠成功復現(xiàn)飛行環(huán)境，試驗觀察到強烈的高溫氣體效應。

圖17 THAAD 氣動光學試驗[106]

4.8 電磁輻射技術研究

X2膨脹管利用光譜儀和高速相機等設備研究Hayabusa前體1∶10模型防熱罩的輻射現(xiàn)象[107]，防熱罩有2種材料：無涂層的鋼和涂有環(huán)氧樹脂的鋼。在高壓儲氣室空氣壓力1.0MPa、壓縮管氦氣壓力30kPa、激波管空氣壓力3.1kPa、加速管空氣壓力10Pa條件下，噴管出口能夠產(chǎn)生約9.8km/s的自由來流。結果表明，涂有環(huán)氧樹脂的鋼模型周圍的燒蝕層中，主要的輻射是由CN 譜帶產(chǎn)生的，而C2Swan譜帶是造成該層中大部分可見光發(fā)射的原因。在無涂層的鋼模型表面流場中，沒有C2Swan譜帶輻射，并且CN輻射在模型表面附近大大減少。由于在X2膨脹管獲得了滿意的試驗結果，也為了開展更大尺寸模型的試驗，昆士蘭大學對X3膨脹管進行了升級改造，使之具備測量電磁輻射的能力[108]。

圖18 利用光學儀器探測Hayabusa模型流場示意圖[107]

Fig.18IllustrationoftheconfigurationofopticalinstrumentsusedtoprobetheHayabusaflowfield[107]

4.9 采用光譜測量技術的流場診斷

20世紀80年代開始，非接觸式光學測量技術被廣泛應用于流場診斷和氣體組分濃度測量，具有靈敏度高、非接觸與時空分辨率高等優(yōu)點。目前，用于高焓激波風洞測量的光譜技術[10]主要有激光誘導熒光技術(PLIF)[109]、可調諧激光二極管吸收光譜技術(TDLAS)[110]與相干反斯托克斯拉曼散射技術(CARS)[111]。

4.9.1 PLIF技術

由于PLIF具有非接觸、高時空分辨率的特點以及多點、多參數(shù)同時測量的優(yōu)勢，廣泛用于流場顯示和定量測量，如溫度、濃度、速度和壓力測量等。T5風洞可模擬高度25～40km、飛行馬赫數(shù)10和13的自由來流環(huán)境。在T5風洞利用PLIF方法進行了超燃流場診斷[112](見圖19)，基于雙波長OH- PLIF和高速紋影技術，獲得氫氧基相對濃度分布。

(a) 超聲速流場氫氣橫向注入示意圖

4.9.2 TDLAS技術

TDLAS技術靈敏度高、結構相對簡單且成本低廉，基于光纖技術，便于組網(wǎng)形成陣列，可實現(xiàn)不同氣體組分濃度(包括CO2、CO、H2O、HF、CH4等)和溫度場測量；基于激光多普勒效應，實現(xiàn)流場速度和質量流量的測量。T- ADFA風洞[113]在總焓13.5MJ/kg、總壓2.96MPa條件下，利用燃燒室出口的溫度測量結果，成功獲得超燃的燃燒振蕩現(xiàn)象(見圖20)。

4.9.3 CARS技術

寬帶CARS技術實現(xiàn)了時間分辨測量，可測量不穩(wěn)定的燃燒和實際火焰。利用寬帶和雙泵浦CARS技術，可以得到極高的時間分辨率，能夠測量高焓風洞自由來流氣體溫度、密度和濃度。圖21所示為總焓8.4MJ/kg、總壓20MPa條件下, 利用CARS技術測量T3風洞的自由來流，獲得自由來流的溫度場，并驗證自由來流是非平衡流。

5 結 論

自由活塞脈沖風洞能夠復現(xiàn)超高速飛行器的飛行環(huán)境，模擬飛行條件下飛行器的氣動熱、氣動力以及推進系統(tǒng)性能，加之運行靈活性好，因而得到廣泛的發(fā)展和應用。

(1) Stalker對自由活塞高焓脈沖風洞的先導性探索，為風洞的實用化奠定了基礎。隨著輕質氣體驅動、變截面驅動、定壓驅動、縫合接觸面和污染氣體吸除等技術的建立，加之自由活塞運動理論體系的完善，使自由活塞脈沖風洞得以成功建設并實現(xiàn)大規(guī)模應用。

(2) 由于試驗氣體離解、電離和輻射的影響，自由活塞激波風洞的總焓會小于25MJ/kg。為了避免反射型激波風洞存在的自由流非平衡現(xiàn)象，同時為了進一步提高試驗氣體總焓，需要使用自由活塞驅動的膨脹管風洞，其總焓能夠超過40MJ/kg。

(3) 現(xiàn)代測試技術和流場診斷技術的發(fā)展，使得自由活塞高焓脈沖風洞不僅能夠在毫秒量級的試驗時間內(nèi)開展氣動熱、表面壓力和熱輻射的測量，還能利用高靈敏度的天平開展氣動力的測量。利用現(xiàn)代測試和光學技術，自由活塞高焓脈沖風洞能夠開展高焓氣流高溫氣體效應、邊界層轉捩和氣動光學的研究，還能開展模型自由飛試驗以及超燃發(fā)動機的燃燒診斷等方面的研究。