高超声速双楔激波干扰定常射流控制试验研究

谢玮，罗振兵，*，周岩，刘强，吴建军，董昊

1.国防科技大学 空天科学学院，长沙 410073

2.南京航空航天大学 航空学院，南京 210016

飞行器在超声速/高超声速飞行时，机体及各气动部件（钝前缘、进气道、钝舵、尾翼等）均会出现激波，激波干扰即是指由激波引发的干扰现象［1-3］，一般包括激波/边界层干扰与激波/激波干扰。激波/边界层干扰是指激波与边界层之间的干扰现象，对于实际飞行器，激波干扰更加复杂，往往还会产生多道激波之间的干扰，即激波/激波干扰。本文主要关注激波/激波干扰问题，但激波/激波干扰中也不可避免存在着激波/边界层干扰［4-5］，因此后文以激波干扰进行描述。

从几何空间上看，常见的激波干扰有两种产生形式：一种是由飞行器气动部件自身诱导产生的多道激波之间的相互干扰，例如双楔构型中的两道同族激波相互干扰、钝舵构型中脱体激波与分离激波的相互干扰等；另一种是各气动部件之间的激波相互干扰，例如飞行器的头部激波与下游进气道唇口处弓形激波以及尾翼/襟翼/钝舵前缘激波之间的相互干扰等［4-7］。

Edney［8］早期以斜激波入射弓形激波为入手点对激波干扰问题进行了系统的分析，研究发现激波干扰流场中会产生激波、膨胀波、剪切层和超声速射流等复杂流动结构，导致壁面压力和热流急剧上升；同时，他们根据激波入射位置以及产生的流场结构的不同，将激波干扰现象分成6类，其中第Ⅳ类干扰现象最为严重，所产生的压力和热流可达驻点数倍。Olejniczak等［9］在高超声速双楔流动中也发现了4 种激波干扰类型，其中第Ⅳ、Ⅴ、Ⅵ类与Edney 的分类一致，此外还新发现了一种第Ⅳr 类干扰。Edney［8］和Olejniczak等［9］针对斜激波入射钝头和双楔的两种分类奠定了激波干扰分析和研究的基础，这两类构型也成为了激波干扰问题研究的典型构型［10-14］。

国际上以美国为代表的众多国家和单位，包括美国国家航空航天局（National Aeronautics and Space Administration，NASA）兰利研究中心［15］、卡尔斯本大学巴法罗研究中心［16］、伊利诺伊大学［17］、罗格斯-新泽西州立大学［18］等对激波干扰致力致热特性开展了持续性研究。例如，NASA 兰利研究中心的Keyes和Hains 等的试验研究表明，第Ⅲ类和第Ⅳ类斜激波入射型激波干扰会造成严重的气动载荷，压力和热流极值最大约为无干扰时的7.5和17.0倍［15］。国内中国科学院力学研究所［19］、中国科学技术大学［20-21］、中国空气动力研究与发展中心［22］以及国防科技大学［23］等单位也对激波干扰问题开展了研究。近期，中国科学院力学研究所彭俊［19］在JF-12 高焓高超声速风洞中开展了大尺寸激波干扰试验；结果表明激波干扰作用下压力极值增大了5倍，热流极值增大了12倍。由此可见采取适当的流动控制方式对激波干扰区域实施控制具有重要意义。

然而，目前对于激波干扰问题的主动流动控制研究主要针对激波/边界层干扰控制［24-27］，对于激波干扰问题的主动流动控制研究还较少。Albertson和Venkat［28］初步开展了第Ⅲ、Ⅳ类激波干扰逆向射流控制试验研究；结果表明逆向射流可以显著改变第Ⅲ、Ⅳ类激波干扰结构，避免其直接撞击唇口前缘，但遗憾的是他们未开展定量的试验测量。吴文堂［29］、王殿恺［30］等开展了高重频激光能量沉积控制第Ⅳ类激波干扰的数值模拟研究，结果表明典型工况中频率150 kHz、单脉冲能量5 mJ 的高重频激光可实现钝头体表面峰值驻点压力、热流和波阻分别降低40%、33%和23%。谢玮等［31］开展了等离子体合成射流高焓高超声速流场双楔第Ⅵ类激波干扰控制试验，结果表明等离子体合成射流可以显著消除二楔斜激波和激波干扰点。唐孟潇［32］、孔亚康［33］和张传标［34］等基于阵列表面电弧放电激励器也开展了双楔第Ⅵ类激波干扰控制，取得了类似的控制效果。但由于放电过程中强电磁干扰的影响，上述试验中均未能测得有效定量试验数据。综上所述，已开展的激波干扰主动流动控制研究结果缺少试验定量验证，且控制效果也有待进一步提升。因此，本文采用纹影和热流测量技术，针对双楔第Ⅴ类、第Ⅳ类激波干扰开展了定常射流控制试验研究，以验证定常射流对激波干扰流场的控制作用及降热效果。射流产生方式主要为高压气源，此外，基于课题组高速来流能量利用思想［3］，提出了双楔激波干扰自持射流控制方法。

1 试验设置

1.1 风洞及试验模型

试验在南京航空航天大学∅500 mm 高超声速风洞（Nanjing University of Aeronautics and Astronautics ∅500 mm Hypersonic Wind Tunnel，NHW）中开展，NHW 是一座高压下吹-真空吸气暂冲式高超声速风洞。风洞试验来流马赫数Ma∞=8，来流总压P0=0.94 MPa，来流总温T0=518 K，单位雷诺数Reunit=3.9×106m-1，有效试验时间约为7 s。风洞试验共采用了6 个风洞试验模型，即30-60 基准、30-60气源、30-60自持、30-75基准、30-75气源和30-75自持试验模型。“30”是指一楔角度为30°，“60/75”是指二楔角度为60°/75°，“基准”是指无射流控制的双楔试验模型，“气源”是指通过高压气源产生气源射流的双楔试验模型，“自持”是指通过集气通道收集高速来流产生自持射流的双楔试验模型。

以30-60 气源模型为例展示试验设置。如图1（a）和图1（b）所示（L 表示长度，∅表示直径），双楔宽60 mm，一楔长L1=169.9 mm，二楔长L2=89.7 mm。在一楔上设置40 mm×2 mm长方形缝状射流出口，射流出口距离一楔、二楔交界处24.5 mm，射流喷射方向与一楔表面成60°夹角。当前设置模型的展向宽度偏窄，若模型加宽，由于射流展向控制范围有限，因此射流出口展向宽度也需要相应加宽，而射流从气源流向射流出口，压力损失大，且射流出口宽度越大，损失越大，易导致形成的射流偏弱。此外，若试验模型过宽，风洞堵塞度可能过大。射流出口位置则是在满足热电偶安装的情况下尽可能靠近受控激波干扰区，以期取得更好的控制效果。射流出口下游模型中线上共布置15 个∅2 mm 热电偶安装孔用于安装热电偶，其中一楔共布置3个，间距5 mm；二楔共布置12个，间距6 mm，热电偶用于测量射流控制前后激波干扰区热流变化。射流入口为直径7 mm 的圆柱型通道，射流入口插入内径4 mm、外径6 mm 圆截面的高压气管，随后射流经过宽为40 mm、厚为4 mm 的长方形截面过渡水平通道，再流入竖直方向宽为40 mm、厚为2 mm 的射流通道，并从射流出口喷出。过渡水平通道的设计即是为了使射流在流入竖直射流通道前基本转变成缝隙状，从而使缝状射流更加均匀。考虑到安装问题，在距离射流出口约32 mm 的位置设置了压力传感器安装孔，用于安装NS-3 压力传感器测量射流出口静压。

图1 试验设置Fig.1 Experimental setup

30-60 自持模型将射流通道改为集气通道，如图1（c）和图1（d）所示。自持射流的基本原理类似于进气道，即充分利用激波增压和来流动能增压，对于本文试验模型，来流首先通过双楔模型下方斜激波进行了初步增压，此时来流速度仍然为超声速，仍然具有较高的动能；随后来流进入集气通道，由于集气通道为收缩型结构，来流将进一步减速，由能量守恒方程可知，高速来流的动能进一步转化为压力能；但此时，来流速度可能仍然较高，因此在过渡通道可能会出现滞止激波，进一步减速增压，并经过射流通道在射流出口形成自持射流。

此外，30-60 基准模型相比30-60 气源模型取消了射流通道和射流孔，30-75 系列3 个模型将二楔角度改为75°，其他设置与对应的30-60 系列模型保持一致。以30-60 自持模型为例展示了原点和坐标轴的设定，如图1（c）和图1（d）所示，原点为一楔和二楔交线的中点，X 方向与一楔平行并指向流向下游，Y 方向垂直于一楔，因此在计算二楔上热电偶X 坐标时，30-60 模型和30-75 模型需要分别按30°和45°进行投影。

风洞试验工况如表1 所示，其中工况1-1 采用的是30-60 基准模型；工况1-2～1-8 采用的是30-60 气源模型，通过高压气源（常温）产生不同压比的气源定常射流进行流动控制，射流压比（Pressure Ratio，PR）定义为射流出口静压与一楔斜激波波后静压（约2.9 kPa）的比值；工况1-9为30-60 自持模型，通过集气通道集气产生自持射流进行流动控制；工况2-1 为30-75 基准模型，工况2-2～2-11 为30-75 气源模型，工况2-12 为30-75 自持模型。

表1 试验工况Table 1 Experimental cases

1.2 试验测量装置

热电偶采用的是中国科学院力学研究所研制的E 型同轴热电偶，如图2 所示，该热电偶是基于表面温度测量热传导理论研制的热流传感器，通过测定温度变化历程反算得到热流。热电偶热流信号响应时间小于5 μs，温度测量范围为-100～500 ℃，热流测量范围为0～50 MW/m2，热流测量精度<7%。

图2 E 型同轴热电偶Fig.2 E-type coaxial thermocouple

传感器测量热流时，首先测得温度随时间的变化曲线，随后换算成热流值，热流计算公式为

式中：T 为温度；t 为时刻；τ 为时间变量。

离散后的热流计算公式为

式中：n 为采集点序列数；i 为循环数；ti为时刻；T（ti）为ti时刻热电偶输出温度值，其余下标含义以此类推；ρck 为热电偶平均物性参数，试验采用的热电偶（ρck）1/2=8 160 J/（s1/2·m2·K）。

采用上海天沐公司的NS-3 压力传感器测量试验模型射流出口处静压，传感器量程为0～400 kPa，综合测试精度为±0.25%F.S.（F.S.即Full Scale，满量程）。

风洞试验段两侧设置有两个∅350 mm 光学玻璃窗口，试验中通过该窗口进行了纹影拍摄。纹影系统包括光源、两个凹面镜、两个平面镜、刀口以及高速相机，采用典型的Z 型布置，相机采用的是ACS-3 高速相机，拍摄帧频为1 000 fps，曝光时间为1.1 μs。

数据采集系统采用的是东华DH8302 动态信号测试分析系统，该数据采集仪量程范围5～10 000 mV、采样频率最高可达1 MHz、噪声<3 μVrms，适用于低信号值（63 μV/K）热电偶的数据采集。此外DH8302 配备有热电偶采集模块，便于试验测量，试验中共使用了15 个采集通道。

2 无控激波干扰流场与热流分析

30-60 基准模型和30-75 基准模型纹影、流场结构示意图和热流测量结果如图3、图4 所示，热流测量结果的横坐标为热电偶测点的几何相对位置X/L1（X 为各热电偶测点的横坐标，L1为一楔长度）。对比文献［9］基于无黏流场的分类可知，30-60 基准模型中流场结构为典型的第Ⅴ类激波干扰。一楔产生的斜激波IP 与二楔产生的弓形激波PW 相互干扰，产生透射激波PT、马赫杆TQ，三波点P和T 发出的两道滑移线C1和C2形成射流边界，包裹着超声速射流［4，9］。此外，一楔和二楔之间产生了一个分离区，分离区上游产生了分离激波SO，且分离激波末端打在透射激波PT上，分离区下游产生再附激波BQ，与马赫杆TQ 相连接。需要指出的是，文献［4，9］中，三波点Q 发出的滑移线包围着超声速气流向下游移动，QR 是反射激波，下游可能还存在相应的激波结构，但在试验中上述流动现象未能通过纹影观测到。从热流沿流向的变化结果可以看出，激波干扰区的热流显著高于非激波干扰区，热流极值位于激波干扰区与二楔壁面的接触区域，即X/L1=0.08（测点6，再附点R和反射激波点B 之间），约91.9 kW/m2。

图3 30-60 基准和30-75 基准模型纹影测量结果及流场结构示意图Fig.3 Schlieren measurement results and schematic diagrams of flow structures for 30-60 reference and 30-75 reference models

图4 30-60 基准和30-75 基准模型热流测量结果Fig.4 Heat flux measurement results for 30-60 reference and 30-75 reference models

由于本文模型展向宽度偏窄，可能存在着三维效应的影响，为了确认流场波系结构，利用激波极线［4］方法对30-60 基准流场进行了理论分析。如图5 所示，图中θ 为气流偏转角，P/P∞为流场静压与来流静压的比值，激波极线图中某一特定的点即对应于图3 流场示意图相应区域的流场参数。来流马赫数Ma∞=8，原点即点对应来流参数。一楔后马赫数Ma1=2.58，流场参数由跳至①点。分离激波波后马赫数Ma2=2.41，流场参数由①点跳至②点。透射激波PT 波后马赫数Ma3=1.98，流场参数由弱解的②点跳至强解的③④点，其中④点是弓形激波PW 后的流场参数，透射激波PT 的作用即是对②区的流场进一步增压，以实现③区和④区的压力匹配。斜激波QB 波后马赫数Ma7=1.25，流场参数由②点跳至⑦点。激波极线中①⑦点位置由一楔角30°、二楔角60°确定，②点由纹影图中分离激波角（55.8°）确定。③④点位于②区分离激波极线与区来流激波极线交点处，与之类似，⑤⑥点位于③区激波极线与②区分离激波极线交点处，⑧⑨点位于②区分离激波极线与⑦区激波极线交点处。从激波极线的分析及与文献［9］无黏结果的对比可以确认，图3给出的第Ⅴ类激波干扰流场示意图是合理的。后文中第Ⅳ类激波干扰基准流场及射流控制流场参考30-60 基准模型给出了流场结构示意图，但由于黏性影响大且弯曲激波较多，仅在射流喷出等影响较小的区域利用激波极线进行了一定的辅助分析。

图5 30-60 基准流场对应激波极线Fig.5 Shock polar diagram for 30-60 reference flow field

30-75 基准模型中流场结构则为典型的第Ⅳ类激波干扰。此时，斜激波IP和弓形激波PW 干扰产生的超声速射流结构直接冲击二楔壁面，并在冲击处产生高热流，即X/L1=0.12（测点8，滑移线C1和C2与壁面交点之间），热流极值约为111.1 kW/m2，高于30-60 基准模型中第Ⅴ类激波干扰产生的热流极值。此外，除30-60 基准模型激波干扰区对应的几个测点，30-75 基准模型各测点对应的热流均要更高。由于二楔角度增大，分离区明显变大，此时分离激波SO 与一楔斜激波IP 相互干扰，相交于点S1并导致斜激波的后半段S1P 角度增大，而分离激波SO 的后半段角度则显著变小，且略为弯曲。需要指出的是，纹影图中马赫杆TQ直接与分离区相连接，且未观察到明显的再附激波，再附激波可能与马赫杆TQ 融合，由此可见分离区对激波干扰区域影响较大。试验中第Ⅴ、Ⅳ类激波干扰流场中均观察到了分离激波的非定常运动，但激波干扰区域流场结构及热流测量结果随时间振荡变化较小，因此分析认为分离激波的非定常运动对本文研究影响较小。

3 双楔激波干扰射流控制

3.1 第Ⅴ类激波干扰控制

接着开展了双楔激波干扰射流控制研究，首先是30-60 模型中第Ⅴ类激波干扰的控制，纹影及示意图如图6、图7 所示。随着气源射流的喷出，射流诱导产生一道弓形射流激波JP2，射流和射流激波共同对下游激波干扰区产生控制作用，使激波干扰流场发生显著变化，不再呈现典型的第Ⅴ类激波干扰结构。弓形射流激波JP2与一楔斜激波IP1相交于P1，并相互干扰产生膨胀波系P1L［9，32］。而弓形 射流激波JP2与二楔 弓形激 波P2W 相互干扰，诱导产生透射激波P2N和马赫杆P2Q。射流与来流之间形成剪切层JM，在一定程度上隔绝了激波干扰区与壁面之间的干扰。强射流使得分离区及分离激波SS1向上游移动，并与一楔斜激波相交于S1点。由于射流宽度没有展向全覆盖，因此纹影流场中可能存在三维效应的影响，因此采取激波极线方法进行辅助分析验证是必要的。然而，对于射流控制下双楔复杂流场，黏性的影响难以消除，且流场中包含较多的弯曲激波，因此综合考虑，针对可能出现三维效应的射流出口附近激波干扰区进行理论分析。以PR=1.2 流场为例，如图6（a）、图7（a）、图8，来流马赫数Ma∞=8，原点即点对应来流参数。一楔后马赫数Ma1=2.58，流场参数由点跳至①点。分离激波角相比基准流场略微增大，约为56.6°，波后马赫数Ma2=2.37，流场参数由①点跳至②点。将弓形射流激波JP2靠近射流出口部分近似看做直线斜激波，测得激波角度约为70°，其波后马赫数Ma3=1.88，流场参数由②点跳至③点。从图8 激波极线可以看出，弓形激波波后激波极线未与来流激波极线相交，即③区静压高于⑤区静压，因此，为了实现压力匹配，产生了膨胀波P1L。而P1K 理论上应为滑移线，纹影图中对应位置可能是纹影图三维积分效应的影响。而对于P2点附近的激波干扰，主要由射流弓形激波JP2诱导，因此，分析认为三维效应影响较小。由于射流压比越大，弓形射流激波角越大，因此③区与⑤区的压力差越大，膨胀波越强，但其对应射流喷出区域的流场结构均一致。

图6 第Ⅴ类激波干扰气源/自持射流控制纹影测量结果Fig.6 Schlieren measurement results of Type-Ⅴ shock interaction control by steady/self-sustaining jets

图7 第Ⅴ类激波干扰射流控制示意图Fig.7 Schematic diagrams of Type-Ⅴ shock interaction control by jets

图8 第Ⅴ类激波干扰射流控制流场（PR=1.2）激波极线Fig.8 Shock polar diagram of Type-Ⅴ shock interaction control flow field by jets（PR=1.2）

随着射流压比的变化，P2点附近流场结构有一定的变化，并对降热效果有显著的影响。当气源射流压比较小时（PR≤4.8，图6（a）～图6（c）、图7（a）），弓形射流激波JP2相对较弱，对马赫杆P2Q 的强度影响较小，马赫杆P2Q 仍与壁面有着较强的相互干扰，马赫杆P2Q 所在位置附近也是壁面高热流所在，如图9 所示。但可以发现，随着射流压比增大，马赫杆P2Q 逐渐被射流推向下游，双楔表面热流值也相应改变。如图9 所示，基准工况中热流极值出现在X/L1=0.08（测点6），压比1.2和3.0 时热流极值均出现在X/L1=0.17（测点9），而压比4.8 时热流极值则出现在X/L1=0.20（测点10）。当射流压比较大时（PR>4.8，图6（d）～图6（g）、图7（b）），弓形射流激波JP2与二楔弓形激波P2W 相互干扰，在马赫杆P2Q 上游产生透射激波P2Q1并与剪切层JM 相交于Q1点。在透射激波P2Q1和强射流作用下，马赫杆P2Q 被显著削弱，其原理类似于将强激波分散成多个弱激波系的控制方法。相应的，热流也显著降低，不再存在明显的极值，如图9 所示，热流较高区域均出现在X/L1=0.27、0.30（测点12、13）。总体而言，热流极值随着射流压比的增大而不断降低，相比基准工况时的91.9 kW/m2，射流压比12.0 时的热流极值仅为17.3 kW/m2，降低了约81.2%。

图9 第Ⅴ类激波干扰气源/自持射流控制热流测量结果Fig.9 Heat flux measurement results of Type-Ⅴ shock interaction control by steady/self-sustaining jets

结合不同射流压比下的纹影、示意图及热流测量结果，分析认为气源射流控制下双楔表面热流降低主要有两方面原因：一是隔绝作用，即气源射流喷射到激波干扰流场中后，覆盖了双楔壁面并与来流相互作用产生剪切层，在一定程度上隔绝了激波干扰区域与壁面之间的热量传导；二是结构改变作用，即气源射流显著改变了激波干扰结构，避免了局部强激波干扰区的产生。不同射流压比下两种因素起的作用不同：当射流压比较小时，激波干扰结构虽然有所改变，但激波干扰作用仍然较强，隔绝作用占主导；而当射流压比较大时，两种因素共同起重要作用，激波与壁面的干扰显著减弱，因此热流显著降低。

图6（h）展示了第Ⅴ类激波干扰自持射流控制结果。高速来流经过试验模型下方的激波系压缩，并在集气通道内滞止，形成高压区，从而可经过射流通道在射流出口形成自持射流，经测量，自持射流压比约为1.7。在自持射流控制下，激波干扰区同样被推向下游，此时热流极值出现在X/L1=0.14（测点8），约为73.2 kW/m2，相比无控状态降低了约20%，如图9 所示。然而，对比发现，压比1.7 的自持射流的降热效果低于压比为1.2 时的气源射流（降热约37.9%）。这是由于气源射流由高压气源直接产生，总温为室温，而自持射流的总温则为高速来流滞止后的总温，接近风洞来流总温。由此可见射流温度对于激波干扰控制降热效果也具有较为显著的影响。

3.2 第Ⅳ类激波干扰控制

30-75 模型中第Ⅳ类激波干扰控制的纹影结果及示意图如图10、图11 所示。与第Ⅴ类激波干扰控制类似，随着气源射流的喷出，射流诱导产生一道弓形射流激波，射流和射流激波共同对下游激波干扰区产生控制作用，且射流压比对流场结构及降热效果影响同样显著。当射流压比较小时（PR≤4.8，图10（a）～图10（c）、图11（a）），第Ⅳ类激波干扰流场结构未发生明显变化，此时，弓形射流激波JP 与一楔斜激波IP 以及二楔弓形激波PW 相交于P点，并相互干扰产生超声速射流和膨胀波系PL。强射流使得分离区及分离激波SS1向上游移动，并与一楔斜激波相交于S1点。但是射流及剪切层JM 对超声速射流与壁面的干扰有一定的隔绝作用，相应的，激波干扰区热流极值也有一定的降低。射流压比4.8时降为约87.4 kW/m2，相比基准状态降低了约21.3%，热流极值位置均在X/L1=0.12（测点8）。当射流压比较大时（PR>4.8，图10（d）～图10（j）、图11（b）），激波干扰流场开始出现明显的变化，弓形射流激波JP1与一楔斜激波IP3以及二楔弓形激波P2W 通过透射激波P3P2和P3P1相连接，且X/L1=0.04～0.12（测点5～8）附近逐渐出现一道滞止激波P2Q。当射流压比大于10.2 时（图10（g）～图10（j）），滞止激 波P2Q 逐渐与二楔弓形激波P2W 直接相连，且随着射流压比越来越大，滞止激波P2Q 也逐渐增强。滞止激波P2Q 的出现使得无控时激波干扰区产生的超声速射流完全消失，超声速流动经过滞止激波P2W 转变为亚声速流动，从而避免了超声速射流直接冲击二楔壁面。相应的，双楔壁面热流也显著降低，且热流极值均出现在X/L1=0.07～0.12（测点6～8）之间，这也与滞止激波所在的位置密切相关。当射流压比为17.4时，热流极值仅为22.7 kW/m2，降低了79.6%，如图12 所示。可见对于第Ⅳ类激波干扰，当射流压比较大时，同样是隔绝作用和结构改变作用共同导致了双楔壁面热流降低。

图10 第Ⅳ类激波干扰气源/自持射流控制纹影测量结果Fig.10 Schlieren measurement results of Type-Ⅳ shock interaction control by steady/self-sustaining jets

图11 第Ⅳ类激波干扰射流控制示意图Fig.11 Schematic diagrams of Tpe-Ⅳ shock interaction control by jets

图12 第Ⅳ类激波干扰气源/自持射流控制热流测量结果Fig.12 Heat flux measurement results of Type-Ⅳshock interaction control by steady/selfsustaining jets

图10（k）展示了第Ⅳ类激波干扰自持射流控制结果。与第Ⅴ类激波干扰自持射流控制一致，高速来流在集气通道内滞止，并在射流出口形成压比约为1.7 的自持射流。由于自持射流压比较低，激波干扰流场未发生显著改变。此时热流极值仍出现在X/L1=0.12（测点8），约为106.1 kW/m2，仅降低了约4.5%。相同自持射流控制下降热效果显著低于第Ⅴ类激波干扰控制，可见第Ⅳ类激波干扰控制对于射流压比的要求更高。在后续的研究中，可通过优化进气口设计减少压力损失以及将进气口布置于飞行器驻点等高压处提高自持射流压比，进而提升控制效果。

4 结论

开展了基于气源/自持定常射流的高超声速双楔流场第Ⅴ类、第Ⅳ类激波干扰主动流动控制试验研究，进行了纹影及热流测量，得到的主要结论如下：

1）双楔激波干扰流场控制降热机理主要体现在两方面：一是隔绝作用，射流与来流干扰形成剪切层，减弱了激波干扰区与壁面的相互作用；二是结构改变作用，射流显著改变了激波干扰结构，使其不再是传统的第Ⅴ类、第Ⅳ类激波干扰，避免了局部强激波干扰区的产生。射流压比较小时，隔绝作用占主导；射流压比较大时，两种因素共同起重要作用。

2）射流压比对激波干扰流场控制降热效果具有显著影响，射流压比越大，隔绝作用及结构改变作用均越强，热流极值降低比例也越大，第Ⅴ类、第Ⅳ类激波干扰的热流极值最高降低分别约为81.2%和79.6%。

3）提出了基于高速来流能量利用的双楔激波干扰自持射流主动流动控制方式，在自持射流（压比为1.7）控制下，第Ⅴ类、第Ⅳ类激波干扰热流极值分别降低约20%和4.5%。提升集气压力是提高自持射流压比，进而提升激波干扰控制降热效果的关键。

致谢

衷心感谢南京航空航天大学NHW 风洞实验室的同学和实验员在试验完成过程中提供的帮助，衷心感谢中国科学技术大学王军在论文完成过程中提供的帮助。