基于自发辐射光谱的超声速流场测速技术

齐新华， 陈 力， 闫 博， 母金河， 陈 爽， 周江宁

中国空气动力研究与发展中心设备设计及测试技术研究所， 四川 绵阳 621000

引 言

随着科学技术的不断进步， 民用、 国防、 航空航天等领域的等离子体技术达到了一个新的高度， 其中等离子体再入、 等离子体减阻、 等离子体隐身、 等离子体助燃及边界层控制等是其典型应用的表现[1-2]。 电弧等离子体是地面模拟超高速飞行器大气再入流动环境的主要工具之一， 对其流动特性的研究是高温空气动力学领域中一个非常重要的内容。 等离子体的性质是由其状态参数决定的， 如等离子体的温度、 电子密度及速度等， 对于等离子体温度和电子密度的测量试验研究相关报道较多[3-5]， 而对于等离子体射流的速度测量， 一直缺乏有效的测量手段。 随着激光技术的不断发展， 将激光与流场速度测量联系起来， 先后发展了激光多普勒测速技术(laser Doppler velocimetry, LDV)、 干涉瑞利散射技术(interferometric Rayleigh scattering, IRS)等非接触测量技术， 实现了高速流场的速度测量， 在流体力学研究中获得了广泛应用[6-11]。 但LDV技术需要在流场中加入示踪粒子， 而示踪粒子在高速流场中跟随性较差， 使其应用范围受到了一定限制； 而IRS技术虽不需外加示踪粒子， 但对超高速、 高超声速燃烧流场， 由于自身存在较强的自发辐射背景， 使得干涉瑞利散射信号受到很大的干扰， 信噪比很低。 因此， 提出了一种利用超高速或高超声速流场自身光谱辐射测量流场速度的方法， 基于氩壁稳电弧等离子体发生器的等离子体射流自发辐射光谱开展了试验研究。

1 基本原理

由多普勒效应[12]知， 当光源与探测器存在相对运动时, 探测器接收到的光频率(波长)将发生改变, 即产生多普勒频移, 其大小与相对运动的速度相关。 因此高速气流产生的自发辐射光相当于运动的光源， 被静止的探测器接收， 如图1所示， 假设光源的运动速度为v， 辐射光沿探测器收集方向的单位矢量为L， 根据多普勒效应， 多普勒频移ΔνD可以表示为

(1)

图1 运动光源产生的多普勒效应

式(1)中：λ为发射光谱波长；θ为流场速度与收集方向夹角；L为散射光沿探测器收集方向的单位矢量；v为流场速度。

由式(1)即可通过测量发射光谱的多普勒频移来获得流场的速度信息。

高速气流运动速度引起的多普勒频移非常小(MHz～GHz， 10-5nm量级)， 所以对光谱分析设备的分辨能力提出了非常高的要求， 常规光谱仪的分辨本领已远不能满足要求； 而基于多光束干涉原理的F-P(Fabry-Perot, F-P)干涉仪是利用多光束干涉产生细锐条纹的典型仪器， 所产生的干涉条纹具有十分清晰明锐的特点， 是研究光谱线超精细结构的强有力工具[13]。

依据F-P干涉仪的工作原理知， 当波长为λ的单色光经光学透镜形成平行光照射到F-P干涉仪后， 透过F-P干涉仪的多光束将在像平面形成非常明锐的干涉圆环， 形成亮环的条件为

(2)

式(2)中：δ为相邻两束透射光之间的相位差；n为干涉仪介质折射率；h为两平面之间的距离；i为光束与光轴的夹角；k为整数。

图2给出了波长分别为λ和λ+Δλ的单色光源在F-P干涉仪像平面形成的不同级次干涉圆环的示意图。

图2 F-P干涉仪形成的同心干涉圆环

在等离子体射流速度测量实验中， 等离子体气流中的某一特征辐射光波长λ0， 相当于一运动的光源， 当成像透镜焦距为f， 流场速度与收集方向夹角为θ1时， 由于多普勒效应， 静止的探测器接收到的辐射光波长将改变为λ1， 其在F-P干涉仪像平面上形成的第k级亮环的半径可表示为

(3)

当流场速度与收集方向夹角改变为θ2时， 由于多普勒效应， 静止的探测器接收到的辐射光波长将改变为λ2， 其在F-P干涉仪像平面上形成的第k级亮环的半径同样可表示为

(4)

2 实验部分

基于光学多普勒效应， 利用氩壁稳电弧等离子体发生装置的自发辐射光谱， 开展高温流场速度实验， 首先需要确定合适的高温辐射特征光谱， 作为多普勒频移的运动光源； 其次通过高精度光谱分析设备， 实现对气流运动速度引起的多普勒频移量实现精确测量， 最后根据式(1)计算出气流速度。

2.1 装置

氩壁稳电弧等离子体发生器(图3)由控制电源、 发生器主体、 真空系统、 水电气保障系统及配套的试验测试系统构成， 工作气体为氩气。 其中， 在发生器与真空系统之间安装有拉瓦尔喷管， 可以产生亚音速到超音速气流(图4)。

图3 氩壁稳电弧等离子体发生器装置

图4 氩壁稳电弧等离子发生器形成的高温射流

2.2 辐射光谱筛选

为选择合适的氩原子特征辐射谱线作为多普勒频移测速的基准谱线， 首先开展了高温等离子体辐射光谱测量实验。 试验中， 光谱仪采用300 line·mm-1光栅， 氩气流量3.5 L·min-1， 获取的电流80～130 A状态下的氩原子光谱曲线(见图5)； 随着电流的增大， 光谱强度明显增强； 在波长670～760 nm范围内， 有多条原子特征谱线， 其中696， 706， 738， 750和751 nm谱线强度相对较强。 综合后期测速实验中CCD相机的响应曲线， 以及F-P干涉仪的反射率曲线， 最终选择波长696.54 nm的特征谱线， 作为等离子体发生器测速实验的运动光源。

图5 不同电流状态下氩原子光谱曲线

2.3 测速系统搭建

根据测速原理， 设计了图6所示的实验光路。 实验中， 氩等离子体产生的原子谱线， 分别被与气流运动方向成不同夹角的收集透镜L1和L2收集后， 由光纤1传输至光谱仪， 实现光谱的筛选， 再经光纤2、 透镜L3形成平行光照射F-P干涉仪， 最后由透镜L4将干涉圆环成像至CCD相机。

图6 测速实验光路示意图

实验中， 为保证较高的收光和传光效率， 光纤1和光纤2均采用的是芯径约0.4 mm的多模光纤； 光谱仪选用的分光光栅为300 line·mm-1； 透镜L1和L2的焦距f=300 mm, 口径为φ100 mm； 透镜L3焦距f=150 mm， L4的焦距f=500 mm； 采用EMCCD(electron-multiplying CCD, EMCCD)相机记录辐射光谱形成的干涉圆环， 该相机具有较强的弱信号放大能力， 保证了采集的干涉图像的信噪比。 F-P干涉仪是整个测速光路中的核心分光元件， 其主要参数为反射率90%， 玻璃板通径50 mm, 厚度15 mm， 精细度30， 自由光谱范围6.6 GHz。

依据陈力等[7, 14]基于F-P干涉仪的流场速度测量准确度分析方法， 并考虑到本工作是利用与射流成49°和90°收集夹角的多普勒频移差来计算等离子体射流速度， 经分析该系统的速度测量准确度为7.6 m·s-1。

3 结果与讨论

利用图6所示的实验光路， 在氩壁稳电弧等离子体开展了等离子体超射速射流速度测量实验。 针对2个不同的拉瓦尔喷管形成的超声速射流， 开展了速度测量。

图7为1#喷管形成的高温等离子体射流， 经过F-P干涉仪后形成的干涉圆环， 图7(a)信号收集方向与气流运动方向成90°夹角， 图7(b)信号收集方向与气流运动方向成49°夹角； 从图中可以看到， 不同的收集方向， 记录的干涉圆环的半径不同。

图7 1#喷管不同角度的干涉圆环

经过数据拟合， 精确获得了每个干涉圆环的干涉半径如图8所示。 当收集夹角为90°时， 中心两级次干涉圆环半径分别为102.756和190.824 pixel； 当收集夹角为49°时， 中心两级次干涉圆环半径分别为114.155和196.178 pixel。 通过干涉圆环的半径偏移量， 计算获得1#喷管形成的超射速射流轴向速度为670 m·s-1。

图8 1#喷管不同角度干涉圆环拟合结果

针对2#喷管， 共开展了两车速度测量实验， 图9和图10分别车次1和车次2高温射流辐射光谱经F-P干涉仪形成的干涉圆环及拟合结果， 进一步计算出两车实验射流轴向速度分别为791和783 m·s-1， 可见两车实验速度测量结果具有较好的重复性。

图9 2#喷管车次1形成的不同角度干涉圆环及拟合结果

图10 2#喷管车次2形成的不同角度干涉圆环及拟合结果

4 结 论

针对高温等离子发生器高速射流速度测量需求， 发展了一种基于辐射光谱的多普勒测速技术。 利用高温等离子体自发辐射的原子特征谱线作为基准光源， 结合光谱仪、 传能光纤、 高光谱分辨F-P干涉仪和电子倍增CCD相机提升系统的光谱分辨能力， 设计了一套高温等离子体超声速射流速度测量光路系统。 针对两个不同的拉瓦尔喷管形成的超声速射流， 开展了高温流场速度测量的实验， 获得了射流轴向速度测量结果， 结果表明基于高温辐射光谱及多普勒效应， 开展高温等离子体射流速度测量是可行的。