2. 中国科学院力学研究所高温气体动力学国家重点实验室，北京 100190;
3. 中国科学院大学工程科学学院，北京 100049
2. State Key Laboratory of High Temperature Gas Dynamics, Institute of Mechanics, CAS, Beijing 100190, China;
3. School of Engineering Science, University of Chinese Academy of Sciences, Beijing 100049, China
在高超声速流场中, 由于气体被压缩加热至上千, 甚至上万K, 分子会发生振动激发、解离等现象, 气体状态严重偏离理想气体模型, 给数值计算的准确性带来极大的挑战, 因此实验是高超声速气流研究的必要手段.激波风洞是复现高超声速流场的地面模拟设备.激波风洞运行时, 在激波管中通过入射激波与反射激波的作用, 形成高温高压气源.激波管尾端连接喷管, 气源中的气体在喷管中膨胀加速, 形成实验用的高超声速气流.为了开展有关再入物理过程的实验工作, 中国科学院力学研究所于1998年建成JF-10氢氧爆轰激波风洞[1-2]. JF-10风洞气流的名义Mach数为11.7, 具有超高的总焓, 而且均匀自由流的直径高达400 mm, 是研究再入飞行的理想实验设备[3].然而, 超高的总焓给实验气流温度等参数的测量工作带来了巨大的挑战.流场温度的确定必须依赖非入侵性质的光学测量手段.
LIF技术是一种激光光谱诊断技术, 与吸收光谱技术[4-5]相比, 在JF-10自由流这样较为稀薄的流场中, 具有更高的信背比. LIF技术在高超声速流场诊断方面有诸多的应用, 学者们已实现了高超声速流场的温度[6-11]、速度[12-14]等参数的测量.其中, 以NO LIF的应用最为丰富.先前有大量学者投入到NO的光谱研究中. NO分子在225 nm附近有大量γ(0, 0)谱带的激发谱线, 适合LIF测量.早期McGregor等对谱线结构、上下态能量做了研究, 这些数据是LIF测温技术的基础[15].这项技术根据不同谱线的荧光效率与温度的关系计算出流场温度[6]. 20世纪末开始, 以Hanson课题组为主, 对NO的荧光寿命[16]、跃迁几率[17]、碰撞猝灭[18]以及碰撞加宽、频移[19-21]等特性做了大量精细的研究.这些数据对NO LIF的测量可靠性分析有着重要的意义.在各类荧光组分中, NO化学性质相对稳定, 可以掺混到惰性实验气体中, 用于流场的LIF诊断, 也可以在风洞运行时, 在驻室中由N2, O2混合实验气体中直接生成.综上所述, NO LIF是高超声速流场温度测量的可靠手段.
在以往的NO LIF实验中, 脉冲式风洞的最高总焓为11.2 MJ/kg[11], 而JF-10的总焓高达16.2 MJ/kg.即使在实验条件较为宽松的连续风洞中, 在如此高的焓值下也难以测到NO LIF的信号[22].另一方面, JF-10自由流的静压仅有105 Pa, 而NO LIF相关报道中的自由流静压在kPa量级或以上.除此之外, JF-10风洞试验段的半径巨大, 限制了荧光信号收集效率.在激波风洞这样的脉冲式模拟设备中, 由于实验气流维持时间短, 测量样本数量有限, 难以通过多次采样的方式提高信噪比.因此, 高焓流场的NO LIF诊断工作面临着巨大的挑战.
1 测量原理 1.1 LIF的物理过程荧光是分子受到光照时吸收光子并在短时间释放出荧光光子的现象.荧光产生过程如图 1所示.入射光子的能量与分子跃迁至激发态所需的能量相符时, 分子有一定几率会吸收光子, 然后跃迁至激发态.处于激发态的分子并不稳定, 会迅速跃迁到较低能级并向任意方向随机释放荧光光子.值得注意的是, 激发态的分子也可通过碰撞猝灭等途径回到基态, 不释放荧光光子.
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| 图 1 荧光过程相关能级示意图 Fig.1 Diagram of the energy levels in fluorescence process |
进行LIF测量时, 研究人员使用激光光束照射流场, 并用ICCD(intensified CCD)相机在垂直于激光传播的方向上拍摄荧光信号的分布, 从而获得流场信息.因此, LIF技术具有很好的空间分辨能力, 在激波风洞这样的设备中, 测量结果不易受到实验气流之外的边界层的干扰.
1.2 LIF TLT的测量原理在准静态下, 分子在不同能级的布居服从Bol-tzmann分布.某两个不同转动能级的粒子数密度比与温度的关系为
| $ \frac{N_{1}}{N_{2}}=\left(\frac{g_{1}}{g_{2}}\right) \cdot \exp \left(-\frac{F_{1}-F_{2}}{k T}\right) $ |
其中, g为能级的简并度, F为转动项能量, k为Boltzmann常数.
简单分子的激发光谱一般具有分立结构, 其中, 每一条谱线都有对应的振动、转动能级.以NO的γ(0, 0)跃迁为例, 在225 nm附近具有12个分支, 上百条线宽在10-3nm量级的激发谱线.用于LIF测量的激光器具有很好的单色性, 足以对这些谱线进行分辨.在多数应用条件下, 荧光效率(荧光信号强度与激光能量的比值)正比于荧光组分在激发谱线对应能级上的布居数. LIF的双线测温法(two-line thermometry, TLT)通过测量不同激发谱线的荧光效率计算温度.尽管荧光效率本身受到碰撞猝灭等现象影响, 将两条谱线的荧光效率相除可以消去这些不确定因素, 得到如下含有温度T的表达式
| $ \begin{array}{l} \frac{{{S_1}}}{{{S_2}}} = {C_{12}}\left( {\frac{{{S_{J''J{'_1}}}}}{{{S_{J''J{'_2}}}}}} \right)\left( {\frac{{2J_1^{\prime \prime } + 1}}{{2J_2^{\prime \prime } + 1}}} \right) \cdot \\ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{\rm{exp}}\left( { - \frac{{F\left( {J_1^{\prime \prime }} \right) - F\left( {J_2^{\prime \prime }} \right)}}{{kT}}} \right) \end{array} $ |
其中, S为荧光效率; J″为分子总角动量量子数; SJ′J″为Holn-London因子; C为光学系统的校正系数.值得注意的是, 这个方法检测到的是分子在转动能级上的布居.根据以往研究, 本实验条件下气体分子在平动、转动自由度上达到热平衡, 具有相同的温度[7].本文使用的NO γ(0, 0)谱带主要激发谱线的光谱参数在表 1中给出.
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下载CSV 表 1 NO γ(0, 0)谱带主要激发谱线的光谱参数 Tab.1 Spectral parameters of select NO γ(0, 0) transitions excitation |
由于TLT根据气体分子的热力学分布计算温度, 这个方法本身是免标定的.在光谱常数精确, 仪器参数已知, 以及测量数据信背比、信噪比足够高的情况下测量结果是准确的.
2 实验方法用于JF-10高焓气流诊断的NO LIF实验装置如图 2所示, 包括LIF系统、波长监测系统以及时序控制系统.
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| 图 2 JF-10激波风洞流场诊断的NO LIF测量设备示意图 Fig.2 LIF system for flow field diagnostics in JF-10 shock tunnel |
NO LIF系统的主要设备是激光光源和ICCD相机以及相关光学元件. NO LIF所用的激发光由可调谐染料激光器(Precisionscan, Sirah)产生, 波长在225 nm附近, 针对NO组分的γ(0, 0)谱带跃迁.一台工作在3倍频模式的Nd:YAG激光器(Quanta-Ray Pro 250, Spectra-Physics)产生波长为355 nm的泵浦激光, 为染料激光器提供能量.染料激光器载入C450染料溶液, 产生波长为450 nm左右的基频激光.基频激光经过频率转换单元倍频至约225 nm, 用于NO荧光的诱导.染料激光器的谐振腔中使用了3 000 l/mm的光栅, 激光光谱线宽约为0.24/cm, 即1.2 pm.整套激光器以10 Hz的固定重复频率工作.
激光光束经过焦距为-75 mm的石英柱透镜在竖直方向发散, 然后经过焦距为1 000 mm的石英球面透镜在竖直方向上准直, 在水平方向上逐渐汇聚形成薄片状的平面光束, 进入风洞的试验段.石英透镜距离拍摄视场中心约800 mm, 焦点在视场以外, 避免激发光能量密度过高导致荧光的饱和.荧光信号由ICCD(PI-MAX4, Princeton Instru-ments)相机拍摄.该相机放置于风洞试验段的正上方, 距离激光片光约800 mm.相机配备了100 mm紫外镜头, 在测量区域的最大视场为边长约50 mm的正方形.镜头前安装了ZWB3有色玻璃和315~420 nm陷波滤光片组合, 可消除225 nm的激发光的散射光, 以及减少可见光波段的背景辐射对荧光信号的干扰.激光光束的设置如图 3所示.与图 3(a)中传统的平面光束设置不同, 本实验使用的是如图 3(b)所示的竖直平面激光设置.在这种设置下, 荧光信号十分集中, 不但提高了荧光图像的信噪比, 也便于对背景辐射信号进行剔除.
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| 图 3 片光设置示意图 Fig.3 Laser sheet configurations |
合理的时序控制是实现对JF-10的气流进行LIF测量的关键.一方面, 脉冲风洞的最佳测试时间窗口仅持续几个ms, 而LIF系统的采样频率仅为10 Hz, 必须将风洞的运行与LIF测量进行同步.另一方面, 染料激光系统必须经过100个周期以上的充分预热, 否则无法产生具有足够能量的激光脉冲.
图 4是风洞点火时刻, P5压力以及自由流自发光信号的时序图.在点火后7 ms时刻, 激波运行至激波管末端, 驻室的压力剧烈上升, 试验段的光电二极管探测到自由流中的自发光, 与高超声速流场的建立有关, 随后自发光逐渐减弱. P5压力在18 ms时刻再次产生阶跃, 标志着测试时间窗口的结束. LIF测量时间选在了点火后的12.5 ms.此时, 自由流场的自发光减弱, 而P5压力相对稳定.
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| 图 4 风洞运行状态与LIF测量的时序 Fig.4 Time sequence for shock tunnel operation and LIF measurement |
在本系列LIF测量中, 建立了专用的时序控制系统, 对激光器、风洞点火、ICCD拍摄进行触发, 实现激光器的预热以及各个设备的同步.时序控制系统启动以后, 首先以10 Hz的频率给激光器发出触发信号, 使激光器进行预热.在第200个激光脉冲发出之前, 控制系统发出点火信号, 触发风洞点火器点火, 然后在点火后12.5 ms, 触发激光器和ICCD, 进行LIF测量.
2.3 激发谱线的确认与选取激光器波长的面板值与真实值有一定的偏差, 而激发谱线十分密集, 因此有必要对激发谱线进行确认.在实验准备过程中, 首先使用波长计(LSA, Highfinesse)对激光的基频波长进行测量(450 nm波段), 绝对误差在10 pm以内, 实现对激光波长的初步确认.
激光波长的进一步确认是通过对比荧光监测系统的NO激发谱的结构与理论激发谱实现的. NO激发谱的理论值来自LifSim数据库的模拟结果[23]. NO荧光监测部分的主要组成为NO标气池, 供气、抽气设备以及探测荧光信号的ICCD.标气池的主体为KF50四通管, 其中3个端口安装石英窗片, 使得NO LIF的激光发光与荧光可以透过, 另一端与供气抽气系统连接.通常情况下, 标气池充入5%的NO与N2的混合气(或1.5%的NO与Ar的混合气)并抽至约500 Pa. 图 5展示了标气池中的NO荧光.荧光信号的强弱变化标志着激光波长是否与激发谱线重合.通过事先与激光功率计的标定, 风洞运行时标气池中的荧光信号强度反映了LIF测量时激光脉冲的能量.
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| 图 5 NO标气池中的荧光 Fig.5 Fluorescence in NO cell |
不同激发谱线对温度变化的灵敏度、信号强度不尽相同. 图 6展示了不同谱线组合的荧光效率比值在400~800 K区间随温度的变化.可以看出R21(18.5)和Q1+P21(27.5)激发谱线组合的荧光比值, 在400~800 K区间有较大的斜率, 说明这个谱线组合具有较高的测温灵敏度, 确保了测温精度.这两条谱线的荧光效率比值在1附近, 可以避免采集设备的非线性响应对实验结果的影响.
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| 图 6 不同激发谱线组合的荧光效率比值随温度的变化 Fig.6 Variation of fluorescence efficiency ratio between specified transition pair with temperature |
JF-10自由流中的NO LIF图像见图 7. R21(18.5)和Q1+P21(27.5)两条谱线的激光能量分别为4.6和3.9 mJ/pulse.这两条谱线的LIF图像在拍摄范围内是均匀的, 峰值信号强度在10 000以下.
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| 图 7 自由流中NO LIF的图像 Fig.7 NO LIF images in the free stream |
LIF信号在轴向位置的平均分布如图 8所示.两条谱线的LIF信号强度相近, 而且单个像素的强度大多分布在7 000以下, 远小于65 535的最大计数, 处于线性响应区间.可以忽略ICCD非线性响应对实验结果带来的影响.
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| 图 8 荧光信号的平均轴向分布 Fig.8 Axial distributions of averaged LIF signals |
荧光图像经过处理得到荧光信号在流场径向上的分布.处理过程为对每一个径向位置的图像数据拟合出基线.基线的计数为750~900, 包含了均匀的背景辐射以及平均计数为600的ICCD的暗噪声.数据减去基线后求和得到该径向位置的总荧光信号强度, 用于温度的计算.
本次实验的总荧光信号强度在气流径向分布如图 9所示, 虚线为每一个径向数据点对应的信号强度, 方块和三角符号为该位置5 mm范围内的信号平均值, 误差条为对应数据的标准差.自由流中的NO LIF测温结果如图 10所示.实验结果表明自由流中NO组分的平转动温度约为600 K, 温度数据的标准差为6%.激光能量抖动带来的温度的不确定度约为7%.这两项带来的测量不确定度在10%以内.
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| 图 9 自由流中NO LIF信号强度的径向分布 Fig.9 Radial distributions of NO LIF signals in the free stream |
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| 图 10 自由流的平转温度分布 Fig.10 Distributions of translational and rotational temperature in the free stream |
LIF的激发光会被荧光粒子吸收而衰减, 在JF-10这样大型设备中, 可能会影响测量结果.评估了激光吸收对测温结果的影响.计算吸收率时利用了Reisel等提供的Einstein系数[17].对于NO的吸收谱线线型, 仅考虑了Doppler展宽, 因为根据NO γ(0, 0)谱线的碰撞加宽数据[18-19], 在约100 Pa的自由流环境下, 碰撞展宽的半高全宽比Doppler展宽小两个量级.在JF-10的自由流中, 据CFD估算出NO粒子数密度为4.5×1014 cm-3; 经吸收光谱(LAS)测得NO粒子数密度为2×1014 cm-3.对JF-10自由流测量时, 激光经过约20 cm的自由流后到达ICCD拍摄区域.假设流场真实温度为600 K, 沿程吸收导致的温度测量误差如图 11所示, 与信号本身的噪声带来的约6%的不确定度相比可以忽略不计.
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| 图 11 沿程吸收带来的误差与实际温度的关系 Fig.11 Relation between relative errors caused by laser depletion and temperature |
为了掌握JF-10激波风洞实验气流的重要参数, 开展了利用NO LIF技术测量风洞自由流温度的工作.
搭建了用于JF-10的LIF测量系统, 攻克了在高焓、低静压的脉冲式风洞进行LIF测量这一难题, 获得了清晰的荧光图像:时序控制系统实现了在激光器充分预热后, 风洞运行与LIF测量的同步, 保证了激光器具有较高的输出能量; 通过改变平面激光束的设置, 获得了集中的荧光信号, 并根据该设置采取宽带滤光策略, 在保证实验结果不受背景辐射影响的前提下, 极大提高了信噪比.
实验中, 选择了R21(18.5)和Q1+P21(27.5)作为NO LIF的激发谱线, 在目标测温区间具有足够的灵敏度以及相近的信号强度, 保证了测量结果的准确性.结果显示, JF-10自由流的平转温度为600 K.最后, 对NO造成的激光吸收率进行了估算, 排除了在大型设备中, 激光沿程吸收对测温结果的影响.
致谢 感谢国家自然科学基金(11802315)对相关研究的支持.| [1] |
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