盧洪波, 陳 星, 曾憲政, 陳勇富, 孫日明, 文 帥, 戴武昊, 諶君謀, 畢志獻, 金 熠

(1. 中國航天空氣動力技術研究院, 北京 100074; 2. 中國科學技術大學, 安徽合肥 230026)

引言

隨著Mach數(shù)的增加, 吸氣式發(fā)動機的燃燒效率與流道流動損失匹配性問題日益凸顯, 急須發(fā)展匹配的試驗能力, 來驗證與優(yōu)化高Mach數(shù)條件下發(fā)動機流道設計方法和燃燒組織技術[1-3]. 正如Curran[2]所述, 地面試驗貫穿吸氣式發(fā)動機的整個研制周期. 然而受限于高Mach數(shù)吸氣式推進試驗的高總溫、 高總壓要求, 絕大部分試驗設備如燃燒加熱臺均無法開展Ma>8的自由射流試驗.

高焓激波風洞作為目前唯一能夠實現(xiàn)總焓復現(xiàn)并兼顧總壓、 試驗時間需求的地面設備, 自20世紀90年代后廣泛用于高Mach數(shù)吸氣式發(fā)動機推進性能研究. 澳大利亞Stalker團隊應用T3， T4風洞, 開展了大量的吸氣式推進試驗[4-13], 從早期的燃燒室部件性能研究, 擴展到全流道發(fā)動機自由射流試驗, 發(fā)動機構型由軸對稱發(fā)展到三維變截面的發(fā)動機等, 燃料更是由氫氣發(fā)展到碳氫燃料, 測量技術也由測壓、 推阻單分量測力能力提升到燃燒光學直接觀測和升力、 軸向力、 俯仰力矩三分量測力水平, 并通過不同類型風洞試驗及飛行試驗數(shù)據(jù)驗證確認了激波風洞試驗數(shù)據(jù)的有效性. 日本的HIEST風洞建成后, 也開展了不少超聲速燃燒相關研究[14-19], 如Takahashi等[15-16]發(fā)展了“半自由飛+嵌入式加速度計”的測力技術, 實現(xiàn)了長3 m發(fā)動機模型的推阻測量, 獲得了發(fā)動機Ma=8～14的比沖數(shù)據(jù), 通過混合增強技術的引入, 率先獲得了Ma=10條件下比沖高達1 000 s的發(fā)動機性能. Sunami等[17]和Schramm等[18]還基于所提出的超混合器, 在HyShot-IV模型HEG與HIEST風洞試驗過程中, 基于紋影及測壓技術率先觀測到了熱壅塞導致的燃燒震蕩過程. 近期, Marie等[19]更提出了帶動力的機體推進一體化飛行器全自由飛三分量測力技術. 德國Hannemann團隊為了能夠開展高Mach數(shù)吸氣式發(fā)動機試驗, 重新設計了HEG風洞的運行參數(shù), 重點研發(fā)了活塞運動技術, 實現(xiàn)了飛行高度H=15～33 km，Ma=6～10超燃飛行條件的模擬[20], 利用HyShot-II飛行試驗模型, 完成了風洞試驗數(shù)據(jù)的校驗, 獲得與數(shù)值模擬、 飛行試驗近似一致的結果[21], 同時發(fā)展了OH*發(fā)光光譜技術和基于脈沖激光光源的紋影技術, 成功獲得了燃燒室的火焰信息及燃燒與流場相互作用過程[22-24]. 此外， Hannemann等還利用HEG風洞, 對歐盟LAPCAT II項目的吸氣式發(fā)動機縮比模型進行了試驗研究[25-27], 應用“半自由飛+非接觸光學測量+嵌入式加速度計”測力技術, 獲得了長1.5 m發(fā)動機的加速度數(shù)據(jù)(即推阻特性數(shù)據(jù)). 在X-43A飛行演示實驗研究過程中, 也在HyPulse風洞開展了 X-43A流道簡化模型發(fā)動機試驗, 并獲得了與飛行試驗較為一致的Ma=7， 10數(shù)據(jù).

近兩年， 國內開始進行高Mach數(shù)吸氣式動力相關探索, 相繼改造了一些高焓激波加熱設備, 并進行了設備的相關能力確認, 獲得了燃燒條件下的壁面壓力等數(shù)據(jù), 開創(chuàng)了良好的開端[28-42]. 作為國內少有的、 能夠開展高Mach數(shù)吸氣式發(fā)動機自由射流的地面設備， JF-12， FD-21等高焓激波風洞的作用直接凸顯出來. 姚軒宇等[32-33]利用JF-12風洞, 試驗研究了總長約2.2 m全流道發(fā)動機的氫氣點火與燃燒特性, 獲得了沿程壁面壓力數(shù)據(jù)和高速攝影圖像. 在FD-21風洞投入使用后, 本文作者[39-40]采用雙波減速進氣壓縮與帶凹腔的等直燃燒室試驗模型, 開展了發(fā)動機自由射流試驗, 獲得了氫氣與空氣、 氮氣超聲速氣流耦合作用下的模型壁面壓力數(shù)據(jù), 完成了FD-21風洞高Mach數(shù)超燃試驗可行性確認. 在此基礎上對FD-21風洞作了更進一步的技術開發(fā), 包括流場模擬能力、 發(fā)動機模型設計技術、 測量技術[41-42], 本文將對這些新近開創(chuàng)的試驗技術及典型結果作更深入的論述, 為相關研究提供有益啟發(fā).

1 試驗設備及試驗條件

1.1 FD-21高能脈沖風洞試驗設備

FD-21高能脈沖風洞(簡稱FD-21風洞)是一座采用重活塞驅動的大尺寸高焓激波風洞, 主要由高壓儲氣室(活塞發(fā)射機構)、 壓縮管、 激波管、 噴管、 夾膜機構、 試驗段及真空罐組成, 如圖1所示, 詳細結構及運行原理見文獻[43]. 其通過高壓儲氣室的高壓空氣, 推動質量達幾百千克乃至幾噸的活塞沿著壓縮管高速運動, 壓縮前端的氦氬混合驅動氣體, 使其達到預定的壓力和溫度后, 位于壓縮管與激波管之間的主膜片破裂, 產(chǎn)生高速運動的入射激波、 膨脹波和接觸面, 與驅動氣體一起沖入激波管內. 運動激波沿激波管向下游運動, 在末端反射, 產(chǎn)生高溫高壓氣源, 促使二道膜片破裂, 經(jīng)噴管膨脹、 加速產(chǎn)生所要模擬的試驗氣流.

圖1 FD-21高能脈沖風洞主體結構

調整活塞質量、 壓縮管驅動氣體特性及其初始狀態(tài)和激波管試驗氣體的初始狀態(tài), FD-21風洞可實現(xiàn)寬范圍飛行環(huán)境的風洞模擬, 包括再入環(huán)境、 吸氣式動力Ma=6～15的飛行環(huán)境、 深空探測進入環(huán)境等, 最大模擬速度約7.0 km/s.

1.2 試驗條件

激波風洞的總溫或總焓無法直接測量, 一般通過測量激波管內的入射激波運動速度, 再由激波理論計算獲得. 圖2給出了本文試驗所有車次對應的入射激波運動Mach數(shù)情況, 可以看出, 各車次入射激波運動Mach數(shù)一致性較好, 先小幅增加而后小幅減小, 以圖2中x=34.98處Mach數(shù)來計算模擬的總溫, 共計10次試驗的入射激波運動Mach數(shù)統(tǒng)計均值為Mas=6.96±0.19.

圖2 入射激波運動Mach數(shù)在激波管內的變化

圖3， 4分別給出了距離激波管末端1.17 m(S9)， 0.02 m(S10)處的不同車次壁面壓力數(shù)據(jù), 其中橫坐標的0對應S9測點的壓力起跳時刻, 可以看出10次試驗激波末端壓力變化規(guī)律較為一致, 幅值差異較小. 以圖4所示的2 ms有效試驗時間內的S10測點壓力均值作為總壓數(shù)據(jù), 共計10次試驗的總壓統(tǒng)計均值為(18.66±1.06)MPa.

圖3 距離激波管末端1.17 m(S9)處壁面壓力變化

圖4 距離激波管末端1.17 m(S9), 0.02 m(S10)處壁面壓力變化

根據(jù)入射激波運動Mach數(shù)Mas=6.96及激波管初始壓力80 kPa, 由熱化學平衡激波理論可得反射激波后的溫度、 壓力分別為4 470 K, 37.7 MPa.

參照國內外經(jīng)驗[8], 按等熵膨脹, 將壓力衰減到18.66 MPa, 可得總溫3 950 K.

以上述總壓、 總溫數(shù)據(jù)作為噴管的滯止參數(shù), 采用Park II 5組分、 5方程雙溫度模型[44], 對噴管非平衡流動進行數(shù)值分析, 可得噴管模擬的自由流參數(shù)與氣體組分(見表1), 表1的P∞為靜壓,T∞為平動溫度,Tvib∞為振動溫度,Ma∞為Mach數(shù),U∞為速度,CN2,∞,CO2,∞,CNO,∞,CO,∞分別為氮氣、 氧氣、 一氧化氮、 氧分子的質量百分比, 以速度與壓力為匹配指標, 可知實現(xiàn)了Ma=9.62、 動壓28.2 kPa飛行條件的風洞模擬, 包含于Ma=10、 動壓20～100 kPa飛行走廊內, 符合Ma=10吸氣式推進試驗需求.

表1 FD-21風洞總壓18.66 MPa、 總溫3 950 K模擬條件下名義Ma=10噴管出口參數(shù)

2 試驗模型及測量技術

2.1 試驗模型

本次試驗模型為彎曲激波壓縮二元發(fā)動機(two-dimensional curved shock compression scramjet model, 2DSM), 如圖5所示, 包括曲面壓縮進氣道、 等直隔離段、 單面2°擴張角的燃燒室和15°單面膨脹的尾噴管, 總長1 400 mm, 唇口幾何捕獲高度 160 mm, 內流道寬度為80 mm, 喉道高度12 mm, 唇口上游流向長度525 mm, 尾噴管長度流向長度300 mm.

圖5 彎曲激波壓縮二元發(fā)動機模型(2DSM)

氫氣燃料分別從唇口上游的單支板和燃燒室壁面噴注到發(fā)動機流道. 兩路氫氣均由集成在模型內部的1 L氫氣儲存罐提供, 通過電磁閥的開關來控制氫氣是否噴注. 支板噴注通過3個直徑Ф 1 mm、 且中心線與當?shù)貧饬鹘破叫械膰娮⒖讓崿F(xiàn). 燃燒室噴注通過6個直徑Ф1 mm、 且中心線與當?shù)貧饬鞒?0°的壁面傾斜噴注孔實現(xiàn).

壓縮面一側的中心線位置布有30個NS-2壓力傳感器. 在發(fā)動機內流道還安裝了光學觀察玻璃, 用于燃燒場觀測. 此外, 還布置了4條光路, 具體情況見2.3節(jié), 測量溫度和燃燒產(chǎn)物水蒸氣的分壓.

2.2 推阻直接測量技術

受風洞試驗時間短與發(fā)動機模型重量重的雙重限制, 發(fā)展了基于自由飛原理的發(fā)動機推阻測量方法, 即在高速氣流作用時, 發(fā)動機模型處于完全自由或半約束狀態(tài), 受到氣動力與重力共同作用后, 可自由或沿某些特定方向運動, 再通過高速攝像記錄發(fā)動機的位移或加速度計傳感器記錄發(fā)動機的加速度, 根據(jù)剛體動力學, 辨識出發(fā)動機在氣流作用下的受力情況.

基于自由飛原理的發(fā)動機推力測量技術與傳統(tǒng)風洞自由飛測力技術存在很大區(qū)別, 主要體現(xiàn)在以下4大方面: (1)模型質量呈數(shù)量級差異, 傳統(tǒng)風洞自由飛的模型質量一般在0.1～100 g之間, 而超燃沖壓發(fā)動機的質量在10 kg以上; (2)自重干擾, 傳統(tǒng)風洞自由飛模型自重遠遠小于氣動載荷、 可忽略不計, 而發(fā)動機模型自重可能與氣動載荷在同一數(shù)量級、 不可忽略; (3)宏觀位移等運動學參數(shù)變化幅度的巨大之別, 傳統(tǒng)風洞自由飛位移大、 容易觀測, 而發(fā)動機試驗的位移非常小, 在高焓激波風洞幾毫秒試驗時間內的位移一般在 0.1～1 mm, 觀測難度大; (4)模型的質量分布顯著不同, 傳統(tǒng)風洞自由飛試驗需滿足動態(tài)相似準則, 旨在復現(xiàn)飛行軌跡, 發(fā)動機試驗一般不考慮模型質量分布, 旨在測量受力情況.

為實現(xiàn)自由飛原理的應用, 構建了如圖6所示的模型懸掛、 瞬態(tài)釋放、 回收及相關測量一體的試驗系統(tǒng), 包括尼龍繩懸掛、 鋼絲繩回收、 微小位移光學追蹤標的板及傳感器線纜. 圖6所示的模型記為2DSM-A, 與下文帶TDLAS保護罩的模型2DSM-B作區(qū)分, 二者流道完全一致. 懸掛尼龍繩釋放后, 模型不受氣動力情況下自由落體運動約150 ms后, 回收鋼絲繩拉緊受力, 模型結束自由運動. 試驗時, 懸掛尼龍繩在風洞模擬流場建立前大約40 ms釋放, 使氣流作用期間模型處于無約束或半約束狀態(tài).

圖6 基于自由飛原理的二元發(fā)動機推阻測量結構(2DSM-A)

加速度計傳感器、 發(fā)動機壁面壓力傳感器、 燃料噴注電磁閥供電及吸收光譜的光纖等線纜均置于不銹鋼保護管內, 使其免受高溫氣流損壞. 在同一車次, 實現(xiàn)了壁面壓力、 加速度、 吸收光譜、 紋影等多技術的融合測量. 值得注意的是, 保護鋼管、 回收鋼絲繩、 懸掛尼龍繩等柔性裝置, 可能導致不同車次的發(fā)動機外流存在一定差異, 會給發(fā)動機冷熱態(tài)推力增量的精確測量帶來一定誤差, 后續(xù)有待進一步改進.

由于發(fā)動機模型質量較大(本次試驗模型的質量25 kg), 在幾毫秒內的位移非常小, 在亞毫米(0.1 mm)量級, 專門提出了圓形標記, 如圖7所示, 充分利用圓的旋轉不變與同心特性, 光學追蹤圓心的位置變化, 辨識發(fā)動機模型的位移變化. 此外, 在模型上安裝了4個加速度計傳感器, 分別用于測量模型運動時的軸向及其垂直方向的加速度, 但未測到有效數(shù)據(jù).

圖7 微小位移光學追蹤方法

2.3 基于H2O吸收的光譜測量技術

基于H2O吸收光譜技術(TDLAS)的光譜布置及其保護結構如圖8所示, 測量截面距離二元發(fā)動機模型出口65 mm, 水平方向和豎直方向各兩條光路, 將橫截面劃分為2×2的網(wǎng)格. 豎直方向光束的光程為104.15 mm, 對應信號采集系統(tǒng)的通道1和通道2, 分別用V1、 V2表征; 水平方向光束的光程為96 mm, 對應信號采集系統(tǒng)的通道3和通道4, 分別用H1、 H2表征.

圖8 二元發(fā)動機的TDLAS光路布置及其保護結構模型(2DSM-B)

采用雙線比值法, 對溫度和水蒸氣分壓進行測量, 其中兩條譜線的中心波長分別為1 392和1 343 nm. 1 392 nm 激光器工作溫度為22.10 ℃, 1 343 nm 激光器工作溫度為33.00 ℃. 掃描信號為0～5 V半鋸齒波信號. 有燃燒情況的掃描頻率fs=15 kHz, 無燃燒下掃描頻率fs=5 kHz. 數(shù)據(jù)采樣率為10 MHz.

3 集成驗證試驗結果

利用圖5所示的二元發(fā)動機模型, 在表2所示的試驗條件下開展了9次驗證試驗, 分別為冷態(tài)通流試驗(無氫氣噴注, 車次為2018～2020及2026)、 熱態(tài)試驗(不同氫氣噴注量, 車次為2021～2024)及氮氣對照試驗(氮氣來流且有氫氣噴注, 車次為2025), 模型2DSM-A與2DSM-B的區(qū)別僅存在于TDLAS保護罩, 對流場、 TDLAS技術、 推阻測量技術進行了集成驗證.

表2 基于二元發(fā)動機模型的驗證試驗概況

所有試驗的氫氣噴注均采用前置噴注方法, 即調換空氣來流流場與燃料射流場兩者的建立時序, 在空氣來流流場未建立前, 開啟燃料噴注, 使發(fā)動機內燃料射流場較長時間存在, 將實際過程中的燃料“尋找”超聲速空氣改為超聲速空氣“尋找”燃料, 如圖9所示, 解決了毫秒時間內空氣來流與燃料噴注流在發(fā)動機內的交匯組織問題, 使高焓激波風洞高Mach數(shù)超燃沖壓發(fā)動機地面試驗成為可能. 圖9中x為距離發(fā)動機前緣點的流向位置.

圖9 FD-21風洞燃料噴注前置時序圖

燃料噴注前置的方法難以完全模擬燃料與空氣之間的作用過程, 主要體現(xiàn)在兩方面: (1)燃料與超聲速空氣之間的摻混過程無法模擬; (2)可能失真的混合模擬帶來點火機制不同; 不過可以模擬燃料點燃后產(chǎn)生的效應, 滿足燃料釋熱量大小及其擾動等直接關系到發(fā)動機能否產(chǎn)生凈推力方面的驗證、 確認乃至評估. 實際上, 地面試驗的實際結果都在理解并接受增加試驗數(shù)據(jù)不確定性代價的基礎上犧牲模擬參數(shù)獲得[46]. 例如, 燃燒加熱推進設備采用燃燒方法將氣流溫度加熱到所需水平, 帶來的代價是試驗介質的失真, 與空氣完全不一致, 并含有大量水蒸氣、 乃至二氧化碳等燃燒產(chǎn)物, 但卻在Ma=4～7超燃沖壓發(fā)動機地面試驗中扮演著主角, 有效支撐了相關技術的進步與突破[47-48].

典型試驗結果如圖10～14及表3～4所示. 圖10給出了有無氫氣噴注情況下的壁面壓力隨時間變化, 橫坐標為流向距離, 縱坐標為采集時間, 可以看出, 所有測點均存在一定時間的較平穩(wěn)段, 表明二元發(fā)動機流場成功建立、 并存在2 ms以上的穩(wěn)定平臺, 取平穩(wěn)時間內的各測點壓力均值, 可得不同工況下發(fā)動機沿程壁面靜壓分布, 如圖11所示. 對比圖11中2018與2020車次發(fā)動機壁面沿程壓力分布可以看出, 通流(即空氣來流且無氫氣噴注)壁面壓力分布較為一致, 說明風洞模擬流場較為穩(wěn)定、 且重復性較高. 對比圖11中2020， 2022， 2023， 2025車次壁面沿程壓力分布不難發(fā)現(xiàn), 氮氣來流且有氫氣噴注情況下的壓力與通流的壓力較為一致， 而空氣來流且有氫氣噴注情況下的燃燒室壓力出現(xiàn)了顯著的躍升， 表明二元發(fā)動機模型實現(xiàn)了點火燃燒、 且獲得有效的熱功轉換.

(a) Shot 2020, φ=0

圖11 不同工況下發(fā)動機沿程壁面靜壓分布

表3 TDLAS測得的溫度與水蒸氣(H2O)分壓(2023車次, φ=0.346)

圖12展示了當量比近似一致、 不同試驗介質對應的TDLAS測得的V1光路信號情況, 縱坐標為峰值吸收率, 橫坐標為采集時間、 與壓力采集器的零時刻不同步, 可以看出, 2023車次(空氣來流、 當量φ=0.346)峰值吸收率在10～15 ms內出現(xiàn)兩次峰值, 17 ms以后則進入一個較為平穩(wěn)的階段, 與初始階段(0～10 ms)存在顯著的躍升, 見圖12(a). 2025車次(氮氣來流、 當量比φ=0.347)峰值吸收率較為平穩(wěn), 基本保持在0.005以下, 見圖12(b), 此時的峰值吸收率可能由振動、 噪聲等干擾所致， 無法判定是否發(fā)生燃燒. 這種空氣與氮氣試驗介質工況下的峰值吸收率差異， 確認了燃燒過程的發(fā)生， 包括點火前、 點火過程、 穩(wěn)定燃燒等階段. 其他三通道的數(shù)據(jù)亦呈現(xiàn)同樣的特性. 取平穩(wěn)時間內的均值可得溫度和水蒸氣分壓數(shù)據(jù), 如表3所示.

(a) Airflow, shot 2023, φ=0.346

圖13進一步給出了紋影記錄的進氣道、 燃燒室部位波系特征. 為克服高焓流場較強自發(fā)光的干擾, 引入了波長640 nm的單色激光光源(CAVILUX Smart 640 nm), 同時在記錄相機前增加濾鏡, 實現(xiàn)了進氣道唇口波系的觀測, 如圖13(a)所示, 表明進氣道處于起動狀態(tài). 燃燒室波系結構辨識度相對低一些, 但可以分辨出壁面傾斜噴注的燃料與空氣來流之間的作用結構.

(a) Inlets shot 2026, φ=0

圖14展示了由標記圓的圓心位移所得的軸向加速度數(shù)據(jù), 其中加速度通過位移的2階中心差分計算得到, 圖中同時給出了燃燒室入口附近(x=0.674 m)壁面壓力分布, 可以看出, 壁面壓力與加速度分布均在較為平穩(wěn)的時間段, 大約在14～16 ms. 取平穩(wěn)段的平均值, 可得表4所示的不同工況下二元發(fā)動機模型的加速度與軸向力數(shù)據(jù). 軸向力N為軸向加速度ax與試驗模型質量m之積, 采用來流靜壓P∞與發(fā)動機理想捕獲面積A無量綱處理. 考慮每車次總壓Pt-special差異的影響, 無量綱軸向力的定義如下

圖14 氫氣噴注時發(fā)動機軸向加速度隨時間變化(2021車次, φ=0.416)

表4 基于自由飛原理測得的不同工況下二元矩形發(fā)動機模型的軸向力數(shù)據(jù)

從表4可以看出, 燃燒釋熱后發(fā)動機軸向力明顯減小, 且當量比接近的兩組試驗所得的內推力也較為吻合. 對于2DSM-A(見圖6), 對比2020與2022車次的軸向力數(shù)據(jù), 可得當量比φ=0.358時燃燒釋熱產(chǎn)生的無量綱推力為13.31. 對于2DSM-B(見圖8), 對比2023與2025車次的軸向力數(shù)據(jù), 可知同等氫氣噴注量條件下空氣來流與氮氣來流的軸向力顯著不同, 二者無量綱軸向力之差為14.16, 與2DSM-A模型的冷熱態(tài)軸向力之差相差6.4% (當量比偏差3.3%), 這說明本文發(fā)展的重模型自由飛測力技術具備發(fā)動機推力定量測量能力.

4 結論

針對Mach數(shù)8以上沖壓發(fā)動機地面試驗能力不足問題, 本文基于FD-21高焓激波風洞, 開展了高Mach數(shù)吸氣推進試驗技術探索.

(1)提升了FD-21風洞的重活塞驅動能力, 獲得了總壓18.66 MPa, 總溫3 950 K,Ma=9.62, 靜壓436.6 Pa, 速度3 km/s的高焓大動壓模擬流場, 以速度與壓力為匹配指標, 實現(xiàn)了Ma=9.62, 動壓28.2 kPa飛行條件的總壓與總溫風洞模擬, 同時發(fā)展了高時間分辨率吸收光譜測量技術和基于重模型自由飛原理的發(fā)動機推阻測量方法.

(2)設計了彎曲激波壓縮二元發(fā)動機, 構建了燃料在線供應與噴注控制、 模型懸掛與瞬態(tài)釋放及相關測量一體的試驗系統(tǒng), 在Ma=9.62的風洞模擬環(huán)境中進行了集成驗證試驗, 定量測得了有/無氫氣與空氣/氮氣超聲速氣流作用下二元發(fā)動機的壁面壓力、 吸收光譜峰值吸收率、 軸向力等數(shù)據(jù), 觀測到了進氣道唇口與燃燒室部位的紋影.

(3)多次試驗所得的壁面壓力、 峰值吸收率、 軸向力隨時間變化曲線均存在2 ms以上的平臺, 表明二元發(fā)動機建立了準定常流動. 冷熱態(tài)及氮氣對照組的壁面壓力分布、 峰值吸收率、 軸向力等數(shù)據(jù)的顯著差異及兩組數(shù)據(jù)所呈現(xiàn)出的一致性特征， 說明所建立的模擬流場、 燃燒診斷技術、 發(fā)動機推阻測量技術是有效的， 也確認了二元發(fā)動機實現(xiàn)了點火燃燒、 獲得有效熱功轉換， 為后續(xù)相關研究奠定了良好的基礎.

致謝感謝國家重點研發(fā)計劃資助項目(2019YFA0405204)和國家自然科學基金(11772316)的資助. 感謝穩(wěn)定支持項目(80000900019921472031)的資助和中國航天空氣動力技術研究院的陳農(nóng)、 劉展研究員在自由飛技術方面的指導, 感謝中國航天空氣動力技術研究院的劉訓華、 王玉東、 龐健、 田力、 王燕等同志在試驗安全及技術的指導, 感謝中國科學技術大學金熠高工團隊提供的吸收光譜軟硬件支持.