典型高超声速内转式进气道激光散射流场显示

李一鸣，李祝飞,，杨基明，吴颖川，余安远

1.中国科学技术大学 近代力学系，合肥 230026 2.中国空气动力研究与发展中心 超高速空气动力研究所高超声速冲压发动机技术重点实验室，绵阳 621000

典型高超声速内转式进气道激光散射流场显示

李一鸣1，李祝飞1,*，杨基明1，吴颖川2，余安远2

1.中国科学技术大学 近代力学系，合肥 230026 2.中国空气动力研究与发展中心 超高速空气动力研究所高超声速冲压发动机技术重点实验室，绵阳 621000

在名义马赫数为6的激波风洞中，通过预先在试验气体中加入适量的水蒸气，利用水蒸气流经喷管时凝结产生的粒子作为示踪粒子，搭建并验证了平面激光散射系统。采用该流场显示技术，结合适当的光路布置，对类椭圆形转圆形高超声速内转式进气道进行了试验观测，初步得到了进气道前体及隔离段的流场结构。结果表明：水蒸气凝结产生的示踪粒子平均直径约为67 nm，在流场中具有较好的跟随性；内转式进气道前体激波有明显的凹凸性和拐点，前体激波靠近对称面的部分向内凹，而两侧的边缘向外凸出；基于多个流场截面的激光散射图像进行样条插值，重构出的三维前体激波面呈倾斜的糖勺形；隔离段顶板一侧和唇口板一侧各有一对反转流向涡，顶板一侧的涡流区较大，而唇口板一侧的较小，两对流向涡存在一定的非定常性；高速气流区集中在隔离段中心，并且偏向唇口板一侧，而大量的低速气流堆积在顶板一侧，使得隔离段流场的不均匀性显著。

高超声速；内转式进气道；流场显示；平面激光散射；弯曲激波；流向涡

吸气式高超声速飞行器受到国内外研究人员的广泛关注[1]，进气道作为其捕获并压缩来流的重要气动部件[2]，对飞行器气动布局和性能至关重要。近年来，高超声速内转式进气道以其压缩效率高、润湿面积小以及易于实现从飞行器前体向圆形燃烧室过渡等优势[3-4]，成为研究的热点之一。

然而，内转式进气道几何形式所固有的三维曲面激波/激波干扰[5]、曲面激波/曲面边界层干扰等结构[6]，使其流动具有明显的特殊性和复杂性。此外，大量的数值模拟研究表明在矩形转椭圆[7]、方转圆[8]、圆转圆[9]等多种形式的内转式进气道中，普遍存在大尺度的流向涡结构，导致流场的均匀性较差。虽然，借助数值模拟可以认识内转式进气道流动的一些基本特征，然而，这些流动特征的验证与确认，仍然需要依靠试验观测。

在试验方面，传统的纹影法仅能观察到内转式进气道外部无遮挡部位的波系结构[10]，而且受到沿光程积分效应的影响。壁面沿程静压测量、壁面油流或丝线显示[11]，也难以准确反映其内部流场。喉道截面[10]、隔离段出口截面[12-13]，特别是沿程多个流向截面[14]皮托压分布的试验测量和插值重构表明，顶板一侧出现的较大范围的低皮托压区，其位置大致与流场中大尺度的流向涡相对应。这在一定程度上弥补了内转式进气道内部流场信息的缺乏。然而，皮托耙这种接触式的测量方式，特别是其有限的空间分辨率，制约了其对流场截面的捕捉和刻画。

在三维流场显示方法中，粒子图像测速(Particle Image Velocimetry, PIV)技术较为成熟，但是应用在高超声速领域，特别是内流显示方面，还面临测量精度不足等问题[15-16]。与PIV不同，基于粒子的平面激光散射技术[17]使用直径远小于入射光波长的纳米粒子作为示踪粒子，并利用示踪粒子的Rayleigh散射，显示某一平面内的流场信息。由于示踪粒子更小，在超/高超声速气流中具有更好的跟随性。同时，由于该方法不是对个别粒子成像[17-18]，在一定程度上减轻了单一纳米粒子散射光弱的影响，具有更高的观测精度。易仕和团队[19-20]使用TiO2纳米颗粒作为示踪粒子开展了一系列试验，观察了超声速混合层精细结构、超声速平板边界层湍流结构、激波/边界层干扰等流动现象。Zhuang等[21]利用类似的方法在马赫数为3的风洞中观测到压缩斜面产生的Görtler涡。此外，水蒸气、CO2、丙酮[22]等由于在合适条件下的凝结特性，也可被用作示踪粒子。Poggie等[23]分别以水蒸气和CO2凝结作为示踪粒子，在马赫数为3和马赫数为8的风洞中，观察了激波/湍流边界层干扰现象。Zhang和Lee[24]借助CO2凝结作为示踪粒子，观测到高超声速边界层的转捩现象。Do等[25]在马赫数为5的风洞中，利用CO2凝结作为示踪粒子，研究了二元进气道的不起动现象。在高超声速内转式进气道流场显示方面，基于示踪粒子的平面激光散射技术具有一定的优势，深入挖掘其潜力，有望观测到进气道内部流场。

本文首先在激波风洞中，搭建并检验了一套利用水蒸气凝结作为示踪粒子的平面激光散射系统。然后，利用该观测系统，结合适当的光路布置，拍摄高超声速内转式进气道和隔离段多个截面的流场结构，获得此类进气道前体及内部流动特性。

1 试验设备

试验在中国科学技术大学KDJB330反射型激波风洞中[11,26]进行，喷管出口直径为330 mm，来流名义马赫数为6，试验时间约为20 ms。试验前，在激波风洞的被驱动段，预先添加水蒸气，水蒸气含量约为7.2 g/m3，并利用氮气将被驱动段初始压力调至50 kPa。试验气体流经喷管时，压力和温度骤降，其中的水蒸气发生凝结，产生示踪粒子进入风洞试验段。

水蒸气相变对来流参数的影响，利用本课题组前期发展的数值模拟方法[27]获得，该方法经过超/高超声速喷管等多个针对性算例的考核[27-28]，可靠性较高。考虑水蒸气相变后，本文计算得到的喷管出口马赫数为5.7，静压p∞=660 Pa，静温T∞=129 K。

2 平面激光散射方法及其验证

本文平面激光散射试验使用波长532 nm、功率15 W的连续激光器(Shanghai Dream Laser Technology Co., Ltd., SDL-532-15000T)作为光源。经过线偏振调制后的激光束，由柱面凹透镜发散成平面激光，再经凸透镜汇聚，以减小平面激光的厚度。在试验段内，平面激光的厚度约为1 mm。采用高速摄影机拍摄流场的散射图像，拍摄帧率为5 000 Hz，曝光时间为190 μs。

示踪粒子的跟随性是影响平面激光散射方法准确性的关键因素之一。一般而言，当携带有示踪粒子的试验气流流经平面激光照射区域时，流场密度较大的区域，示踪粒子的浓度也较大，散射光较强，高速摄影机拍摄到的图像较明亮。

采用20°斜劈产生的斜激波来校验示踪粒子的直径，如图 1(a)所示，斜激波后的区域较明亮。示踪粒子穿过斜激波时，需要一定的弛豫时间，才会再次与气流速度保持一致，该弛豫时间τ的表达式为[29]

τ=4ρpdp/(3ρfCDud)

(1)

式中：ρp为粒子密度；dp为粒子直径；ρf为斜激波后的气流密度；ud为垂直于斜激波方向上，斜激波前后气流的速度差；CD为粒子阻力系数。本文采用Tedeschi等[30]推导的阻力系数公式，其表达式为

CD=

(2)

式中：Red为基于ud和dp的雷诺数；Mad为基于ud的马赫数；k、ξ、C(Red,Mad)为与ud、dp相关的参数，其具体形式参见文献[30]。在本文条件下，ρp=0.9 × 103kg/m3，ρf=0.03 kg/m3，ud=432 m/s，如果弛豫时间τ已知，联立式(1)和式(2)，可得粒子直径dp。

图1(a)中图像的分辨率为177 μm/pixel，图1(b)给出了垂直于斜激波方向上图像灰度值(Gn)的变化曲线，其中，横坐标S为垂直于激波方向的距离，选取灰度值梯度最大处为激波面，作为坐标原点，纵坐标Gn采用图像中最大灰度值进行归一化处理。从图 1(b)得出的激波厚度约为887 μm。用激波厚度除以激波前示踪粒子垂直于激波方向的速度(即斜激波波前气流垂直于激波方向的速度分量)，得到本试验中示踪粒子穿过激波的弛豫时间约为1.5 μs。将该弛豫时间代入式(1)，得到示踪粒子的平均直径约为67 nm。

图1 20°斜劈产生的斜激波
Fig.1 Oblique shock induced by a 20° wedge

图2 二元进气道示意图和试验图像
Fig.2Schematic of a two-dimensional inlet and test images

此外，还采用高超声速二元进气道，进一步验证了平面激光散射方法用于复杂内部流动的可行性。二元进气道模型如图 2(a)所示，具体细节参见文献[26]。为了使平面激光从上部照射进入进气道内部，唇口板采用透明材料制作。图 2(b)和图 2(c)分别给出了相同试验条件下该二元进气道的平面激光散射图像和纹影图。图 2(b)中前体第二级压缩面产生的斜激波1出现在唇口外侧，唇口激波2与下壁面边界层干扰，产生分离区3和分离激波4，再附激波5在隔离段内多次反射，形成反射激波6、7。平面激光散射图像(见图 2(b))和纹影(见图 2(c))对比表明，两者的波系结构和分离区位置基本一致。然而，平面激光散射可以有效地避免沿光程的积分效应。在图 2(b)中，由于唇口板前端有一段斜面，平面激光入射时发生折射，产生黑暗区域8，同时折射光又与后面的激光重叠，产生明亮区域9。总体来说，平面激光散射能够较好地显示高超声速二元进气道内部的复杂流场。

3 内转式进气道模型、试验方案和数值模拟方法

本文研究的内转式进气道模型如图3所示，该进气道的设计马赫数为6.5，采用类椭圆形进口转圆形出口，总收缩比约为5.7，进气道唇口位置的流道横截面积与喉道面积比约为1.7，前缘钝化半径为0.4 mm。该模型设计方法可参考文献[31]，为了便于风洞试验观测，对模型的外部型面进行了适当修型[11]。该进气道的喉道直径ht=35 mm，距离进气道前缘480 mm，喉道后连接一段由透明材料制作的圆形截面等直隔离段，以便观察内部流场。

如图4所示，采用平面激光从模型上部照射的光路布置方式，观察内转式进气道的前体激波。同时，为避免模型壁面遮挡激波，将进气道模型沿轴向旋转20°，采用高速摄影机从侧面拍摄。换言之，平面激光与进气道模型对称面的夹角为20°。在不同车次试验中，平面激光可以沿着展向(z方向)移动，从而获取不同截面的激波形状。

图3 内转式进气道示意图及对称面剖面
Fig.3Schematic of inward-turning inlet and profile of symmetry plane

图4 观察前体激波的平面激光散射方法示意图
Fig.4Schematic of planar laser scattering system for observing forebody shock

进一步地，为了观察内转式进气道前体激波在流向(x方向)截面内的形状，采用3D打印技术制作了流向截断的进气道模型，如图 5(a)所示。受3D打印设备的尺寸限制，该截断模型缩小为原模型的1/2，从前缘至截断面长70 mm。由于该模型主要用于观测激波形状，在本文试验条件下，模型缩比产生的影响可以忽略。另外，在超声速流动条件下，截断面上游的激波形状不会因模型截断而改变。试验光路如图 5(b)所示，平面激光从上部照射，高速摄影机通过放置在内转式进气道下游流场中的平面镜，拍摄流场的流向截面图像。在不同车次试验中，可沿流向移动平面激光，以获取不同流向截面位置的激波形状。

图6给出了观察隔离段内部流场的光路示意图，平面激光从透明隔离段的侧壁面照射隔离段内部流场，高速摄影机借助放置在模型下游的平面镜拍摄激光照射平面的流场。类似地，通过沿流向移动平面激光，获得隔离段多个流向截面的流场。

图5截断的进气道模型及观察前体激波横截面形状 的平面激光散射方法示意图
Fig.5 Truncated inlet model and schematic of planar laser scattering system for observing the cross-sections of forebody shock

图6 观察隔离段流场的平面激光散射方法示意图
Fig.6Schematic of planar laser scattering system for observing flowfield in isolator

为了进一步地认识内转式进气道的内部流动特征，本文开展了含水蒸气相变的数值模拟。采用二阶迎风格式离散流动方程，湍流模型选用k-ωSST(Shear Stress Transport)模型，水蒸气相变过程模拟采用文献[27]的方法进行。使用半模计算，总网格量约为1 540万。采用压力远场、压力出口、等温300 K无滑移壁面的边界条件，来流设置与本文第1节所述的喷管出口条件一致。本文对该内转式进气道流场的验证参见文献[11,14,32]。

4 结果与讨论

4.1 内转式进气道前体激波

图7进气道前体激波散射图像及示意图 (上：试验图像；下：示意图)
Fig.7Scattering images and schematics of inlet forebody shock (up: test; down: schematic)

图7给出了采用图4所示光路拍摄的内转式进气道前体激波及其示意图，激光平面与模型对称面的夹角为20°。其中，图7(a)为唇口附近靠近对称面的流场，图7(b)为激光平面向外侧(z方向)平移0.63ht的流场。图7中明暗区域的交界线反映了内转式进气道前体激波在激光平面内的形状，为便于展示和分析激波形状，基于试验图像描绘了前体激波形状的示意图。由于试验来流马赫数低于该进气道的设计马赫数，图7(a)中的前体激波末端略高于进气道唇口。在图7所示的同一平面内，前体激波曲率的变化幅度较小。然而，对比图 7(a)和图7(b)可以发现，激光平面从对称面向模型侧面(展向)移动时，前体激波有明显的抬升。这表明内转式进气道的前体激波在展向上存在明显的曲率变化。

为了更加清晰地显示内转式进气道前体激波在展向和流向上的形状变化，采用图5(a)所示的流向截断模型，结合图5(b)所示的光路布置，并选取图8(a)所示的距离模型前缘分别为2ht(A截面)、2.86ht(B截面)和4ht(C截面)的3个典型截面进行流场拍摄。其中，截面C恰好位于截断模型的出口。相应地，图8(b)～图8(d)给出了内转式进气道前体激波在3个流向截面的散射图像以及基于试验描绘的激波形状示意图，图中的红色线条是该模型出口截面(C截面)的轮廓，阴影区域是该模型在流向相应位置处的横截面。由于流场图像是从模型下游拍摄得到的，在模型出口上游的A截面和B截面流场中，尽管前体激波的边缘部分被模型的轮廓遮挡，但是仍然可以较为清晰地看出前体激波形状的演变。3个流向截面上前体激波形状的左右对称性良好。在截面A(见图8(b))上，对称面处的激波面略低于两侧，前体激波的内凹程度较弱。随着模型壁面逐渐地向上卷曲和收拢，在截面B处，前体激波的内凹程度增大(见图8(c))。到达截面C时(见图8(d))，模型壁面已经开始向内卷，前体激波的内凹也更加明显，两侧向上凸出，而边缘部分有向外翻卷的趋势，形如马鞍“骑”在模型上。可见，内转式进气道前体激波在流向截面上有凹凸性和拐点，曲率变化受壁面形状的影响较大。

图8进气道前体激波展向形状散射图像及其示意图 ((b)～(d)，左：试验图像；右：示意图)
Fig.8 Scattering images and schematics of inlet forebody shock in cross-sections (in (b)-(d), left: test; right: schematic)

图9截面C对称面上前体激波距壁面距离 随时间的变化
Fig.9Distance between the forebody shock and the wall on symmetry plane of Section C vs time

进一步地，为了展示内转式进气道前体激波的三维形态，提取图7和图8中各个截面的激波形状，并利用进气道及流场的对称性，将激波形线绘制在内转式进气道模型相应的位置，如图10(a)中的红色曲线所示。基于这些试验获得的多个截面的激波形状(图10(a)红色曲线)，通过样条插值，重构出前体激波的波面，如图10(a)中的绿色曲面所示。尽管由于目前试验拍摄的流场截面数目的限制，导致空间分辨率有限，只能重构出内转式进气道前体激波的部分波面，然而，其三维形态已经初步显现，并且与图10(b)本文数值模拟结果使用压力等值面(p=1.6p∞)表示的前体激波类似。唇口附近，因模型遮挡，缺乏对称面上的试验数据，图10(a)重构的激波面内凹不明显。从图10可以看出，本文所采用的内转式进气道前体激波的形状如同一个倾斜的“糖勺”。前体激波的前缘较低，尾部较高。前体激波靠近对称面的部分向内凹，而外侧凸出，跨在进气道的钝化前缘上。可见，采用更多的流场截面进行层析式的流场显示和拍摄，结合三维重构技术，具有获得内转式进气道完整前体激波的潜力。

图10 进气道前体三维激波
Fig.10 Three-dimensional forebody shock of inlet

4.2 内转式进气道/隔离段内部流场

与内转式进气道前体以三维曲面激波为主的流动特性相比，进气道及隔离段内部由激波/边界层干扰主导的流场更加复杂。如图11所示，本文借助含水蒸气相变的数值模拟，可以预先认识和分析进气道及隔离段流场。从图11中的对称面马赫数(Ma)云图可以看出，受唇口激波入射的影响，进气道压缩面顶板一侧产生明显的流动分离区。在分离区下游，压缩面顶板一侧的低马赫数区域明显增厚。分离激波入射在唇口板，使得其下游的低马赫数区域沿流向也迅速增厚。可见，在喉道下游的隔离段内部流场可大致分为2个区域，即位于流道核心部分的高马赫数主流区和靠近壁面的低马赫数区。值得注意的是，在高马赫数主流区内，靠近唇口板一侧，还存在一个马赫数略低的区域。该区域来自于内转式进气道钝前缘唇口处的激波干扰[32]，在向下游发展的过程中，有逐步与唇口板一侧的低马赫数区域相融合的趋势。隔离段流场的这些特征，与文献[14,32]不含水蒸气时的数值模拟类似。这表明本文为了流场显示而适当添加的水蒸气，没有显著改变内转式进气道及隔离段流场的基本结构。然而，受皮托耙空间分辨率的限制[12-14]，隔离段内部流场的这种细致结构缺乏试验的支撑。

图11 进气道及隔离段对称面马赫数云图
Fig.11Contours of Mach number on symmetry plane of inlet and isolator

选取隔离段内部距离进气道前缘分别为15.1ht(D截面)、16.9ht(E截面)和18.6ht(F截面)的3个典型流向截面(见图11)，并借助图6所示的光路拍摄流场的平面激光散射图像，如图12所示。图12试验图片中有或明或暗的横向细条纹，然而，当隔离段采用类似于图5所示的流向截断方式进行拍摄时，平面激光紧贴截断后的隔离段出口，不经过隔离段壁面，这种条纹便消失了，并且获得的流场结构与图12基本一致。表明这种条纹是由透明圆形隔离段管壁折射平面激光引起的，并非流场结构。在图12中同时给出了数值模拟的结果。鉴于单个示踪粒子的Rayleigh散射光强与粒子直径的6次方成正比[33]，为便于和试验比较，数值模拟结果采用单位体积的示踪粒子数密度n与示踪粒子直径dp的6次方的乘积，并采用截面中的最大值无量纲化，来表示该平面内散射光强的相对变化。总体而言，图12中数值模拟的趋势与试验结果大体上符合，可以用来辅助分析隔离段的流场结构。

图12 隔离段内各截面流场图(左：试验；右：CFD)
Fig.12Flow field of each cross-section of the isolator (left: test; right: CFD)

试验观测到的隔离段流向截面的流场左右基本对称，但呈现明显的不均匀状态，含有示踪粒子的区域，散射光较强，在图像中显示明亮；而一旦示踪粒子在局部区域蒸发，没有了示踪粒子对激光的散射，在图像中该区域显示为黑暗。本文含水蒸气相变的数值模拟表明，在隔离段的核心主流区域，气流马赫数较高，静温较低(260～280 K左右)，示踪粒子直径较大，同时单位体积的粒子数密度也较大，根据Cox等[33]的研究可知，相应的散射光较强，因此，在图 12中显示为较为明亮的区域。在D截面，风洞试验的主流区域比数值模拟更大一些，约占截面的2/3，数值模拟的主流区约占截面的1/2。在E和F截面，风洞试验的主流区域大小与数值模拟相当，均约占截面的1/2，但数值模拟的区域更加偏向唇口一侧。本文含水蒸气相变的数值模拟表明，在近壁面区域，边界层内的静温较高(300～430 K)，示踪粒子因蒸发而直径锐减，单位体积的粒子数密度也大幅减少，根据Cox等[33]的研究可知，相应的散射光弱，因而显示为暗区。在流向截面的左右侧壁面附近，风洞试验显示的黑暗区域稍大一些。在3个流向截面的压缩面顶板一侧，风洞试验中均有较大的呈现半月形的黑暗区域，并且与左右侧壁面附近的暗区相连。在靠近上游的D截面，顶板一侧暗区在对称面上的横向(y方向)高度约为ht/4，而在下游的F截面，其高度约为ht/3。由于顶板一侧的暗区为静温较高的低速区，没有示踪粒子，其沿着流向增厚的趋势表明低速区沿着流向发展增大。类似的，在唇口板一侧，也存在一个新月形的黑暗区域，这一区域同样是温度较高的低速区。值得注意的是，在各流向截面的主流区域内，靠近唇口板一侧，均有一个较为明显的蘑菇形黑暗区域。沿着流向发展，该蘑菇形暗区增大，并且向截面的中心侵入。这一趋势，在数值模拟结果中更加明显。该蘑菇形暗区，也是静温较高的低速区。本文平面激光散射所反映出的在压缩面顶板一侧和唇口板一侧存在低速区的流场特征，与文献[14]的皮托耙测量结果相符合。然而，由于蘑菇形低速区的根部与唇口板一侧的新月形低速区位置很接近，皮托耙难以分辨出这2个低速区的差异，将两者混为一个较大的低速区。

进一步分析数值模拟的流场表明，图12流场中的黑暗区域内存在流向涡结构。图13给出了D截面的流向涡量分布和流线，可以看出，在压缩面顶板一侧和唇口板一侧各存在一对较强的反转流向涡。文献[32]对该内转式进气道中这2对反转流向涡的成因和演化进行了分析。在D截面，压缩面顶板一侧的反转涡对较大，几乎占截面的1/2，而唇口板一侧的反转涡对较小。2个反转涡对的位置分别与图12(a)顶板一侧的半月形黑暗区域和主流区靠近唇口板一侧的蘑菇形黑暗区域相对应。在D截面，数值模拟给出的顶板一侧的暗区更大，表明数值模拟的反转涡对在隔离段内发展得比试验更快，涡流区更大。图12的风洞试验和数值模拟表明，2对反转流向涡在隔离段流场中始终存在，造成隔离段流场的不均匀性突出。

此外，从风洞试验的录像中，还发现隔离段流场中的2对反转流向涡结构存在一定的非定常性，其形态在试验过程中的变化如图14所示，以第一幅为时间起点，t′ =0 ms，图片时间间隔为0.4 ms。2对反转流向涡在流场中的位置随时间改变，在某一时刻会出现非对称的现象，如图14(a)、图14(b)所示；但是在2 ms之后，又恢复成图14(g)、图14(h)中基本对称的形态。在图14(a)～图14(d)的改变过程中，靠近顶板一侧的流向涡逐渐缩小，主流区略微增大；在图 14(d)～图14(g)的改变过程中，流向涡又逐渐增大，主流区略微缩小。比较图14(f)～图14(h)，可以看出唇口板一侧的流向涡大小在发生改变。流向涡的摆动导致流场核心的主流区形态也发生改变，加剧了隔离段流场的复杂性。

图13 截面D中沿流向涡量云图和流线
Fig.13Contours of streamwise vorticity and streamlines on Section D

图14 截面D不同时刻的散射图像
Fig.14Scattering images on Section D at different times

图15 隔离段流向截面的流场结构示意图
Fig.15 Schematic of flow field structure of streamwise cross-section in the isolator

以上分析表明，基于定常雷诺平均Navier-stokes(RANS)的数值模拟虽然可以较为准确地获得隔离段流场的主要特征，但是对内转式进气道及隔离段边界层发展以及流向反转涡对的预测与试验存在一定的差别。结合风洞试验中获得的平面激光散射图像和数值模拟结果，图15给出了隔离段流向截面的流场结构示意图，高速气流集中在隔离段核心区域，在上下两侧各存在一对反转流向涡。

5 结 论

1) 通过预先在激波风洞被驱动段的试验气体中添加适量水蒸气，可以在喷管出口形成平均直径约67 nm的示踪粒子，该示踪粒子在高超声速气流中具有较好的跟随性，可用于平面激光散射。

2) 采用合适的光路布置方式，基于平面激光散射技术能够获得内转式进气道的前体激波和隔离段的流场结构。

3) 前体激波在流向截面上的形状有明显的凹凸性和拐点，靠近对称面的部分向内凹，而边缘向外侧凸出。通过一系列的流场散射图像，可以重建内转式进气道前体的三维激波面，本文内转式进气道的前体激波呈倾斜的糖勺形。

4) 隔离段的高速气流区集中在流道中心，并且偏向唇口板一侧，而大量的低速气流堆积在顶板一侧。顶板一侧和唇口板一侧各存在一对反转流向涡，其中，顶板一侧的反转涡对较大，而唇口板一侧的反转涡对较小，这2对反转流向涡具有一定的非定常性，导致隔离段流场的不均匀性显著。

在内转式进气道及隔离段流场的精细结构显示方面，有待进一步研究。

致 谢

感谢课题组詹东文博士在内转式进气道模型修型方面给予的帮助，感谢中国科学技术大学工程实践中心沈连婠教授在3D打印内转式进气道模型时提供的帮助。

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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；录用日期2017-08-03；网络出版时间2017-08-251027

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

国家自然科学基金(11402263,11621202)

.E-maillizhufei@ustc.edu.cn

李一鸣, 李祝飞, 杨基明, 等. 典型高超声速内转式进气道激光散射流场显示J. 航空学报,2017,38(12):121414.LIYM,LIZF,YANGJM,etal.Flowvisualizationofatypicalhypersonicinward-turninginletusinglaserscatteringJ.ActaAeronauticaetAstronauticaSinica,2017,38(12):121414.

V211.48

A

1000-6893(2017)12-121414-12

王娇)