高超声速飞行体再入大气层时，其周围空气将被强激波压缩、加热、解离，形成高温高压的绕流场，被加热的空气通过辐射和对流将热量传递给再入体。随着再入速度的增大，辐射传热将变为主要的传热方式^[1-4]。而高超声速再入体的热防护系统(Thermal Protection System, TPS)必须能够承受由周围空气强辐射而产生的极高温度^[5-7]。因此，研究飞行目标再入时的辐射特性对再入体的热防护设计至关重要。高超声速绕流场辐射特性的实验测量与模拟计算之间仍然存在差距^[8-10]，需要通过更多的实验研究高超声速绕流场的辐射机理，深入了解高温气体的非平衡辐射过程及自身吸收效应的影响, 对模拟计算模型进行修正和检验。

NASA自上世纪60、70年代开始, 从利用激波管进行高超声速流场辐射的定量测量到后来利用电弧风洞、等离子体等设备进行高超声速发射光谱测量实验，做了大量的研究工作^[11-15]。随着光谱测量技术的不断进步，研究人员开始通过辐射场的光谱定量测量结果研究非平衡辐射特性，通过振动、转动光谱计算振转温度。1996年，Laurent Labracherie等利用活塞驱动激波风洞模拟了Titan大气再入环境，分析了非平衡辐射特性，得到了转动、振动温度^[16]。近些年来，以澳大利亚昆士兰大学为代表的研究团队利用膨胀管获得高达8~12 km/s的来流速度，同时在测量波长范围从紫外波段到可见光波段内，获得了沿激波流线方向绕流场辐射的空间分布^[17-20]。而在国内对高超声速辐射测量方面的研究起步较晚。余西龙等利用氢氧爆轰驱动激波风洞测量了二维钝体驻点的紫外发射光谱，气流速度为5 km/s，在200~280 nm波长范围内观测到了NO分子γ系、OH A-X跃迁、N₂⁺ B-X跃迁谱线^[21]。杨虹等研究了飞艇对临近空间高超声速目标的红外探测性能, 其在短波段1~2.5 μm可探测性最强^[22]。孟凡胜等研究了高速再入体的热辐射计算模型，根据45 km高度以下实测红外辐射对实验室缩比模型进行了修正^[23]。林鑫等利用激波管对高超声速激波波后非平衡辐射进行了测量，激波速度为6 km/s，拟合得到了CN自由基的振动温度和转动温度^[24]。到目前为止，国内对高超声速再入辐射测量方面的研究较少，尤其对于利用膨胀管模拟8 km/s及以上再入速度辐射特性的研究还未见报道。

本文利用JF16爆轰驱动膨胀管，对地球再入高超声速流场辐射进行定量测量，激波速度为8 km/s，总焓为36 MJ/kg。文中首先介绍了膨胀管的工作原理和光谱定标过程，获得了光谱绝对辐射亮度，实验中采用两种不同宽度的模型对高超声速绕流场沿激波流线方向的非平衡辐射特性进行了分析, 研究了自吸收效应对高温气体绕流场辐射的影响。

JF-16是由中国科学院力学研究所高温气体动力学国家重点实验室于2008年建造而成的爆轰驱动膨胀管，目前已能成功获得10 km/s的模拟气流速度，稳定时间达100 μs，可以模拟多种大气再入高超声速实验，其波系结构如图 1所示。

图  1  JF-16原理示意图

Figure 1.  Principle diagram for JF-16

由图 1可见，JF-16由爆轰段、激波管段、加速段组成。当爆轰波冲破膜片Ⅰ时，将驱动激波管段的实验气体压缩，这时主激波形成并传播到②区，②区的实验气体冲破膜片Ⅱ后到达加速段并被继续加速，第二激波(ssw)开始建立。经过非定常膨胀后，②区的气体被加速到达⑤区，形成高焓高速的气流，最终通过喷管膨胀喷出，得到实验所需的高超声速流。

表 1给出了本实验膨胀管的初始运行参数。其中，实验模拟的激波速度为8 km/s，总焓值达36 MJ/kg，这两值均为计算值。

实验利用Andor SR500光栅光谱仪进行光谱采集，光谱仪装配有ICCD，像素数为512 pixel×2 048 pixel，光栅刻线设置为150 lp/mm，狭缝宽度为100 μm，测量波段范围为250~550 nm。光谱测量及定标系统如图 2所示，图中上面为测量系统，下面为定标系统。在实验测量中，两电离探针用于检测激波速度，探针2能够同时触发光谱仪，光谱仪中的ICCD收到触发信号后延时50 μs曝光，曝光时间为1 μs，以确保光谱仪在膨胀管的实验时间内采集数据。在测量系统内，绕流场辐射光穿过石英窗口后，经过反射镜(Mirror 2)、凹面镜(Concave mirror 2)、转像镜(Beam rotator)成像在狭缝位置。转像镜将所成像旋转90°，使光谱仪能够采集到沿流场轴线方向的光谱。Concave mirror 2的焦距为250 mm，放大率为0.75。凹面镜成像可以消除色差，但当凹面镜与光源角度较大时会带来球差，鉴于此，在实验中将凹面镜与测量辐射源之间的角度设置为15°。在定标系统内，将卤钨灯沿膨胀管轴线方向成像，光谱经过测量系统汇聚于光谱仪狭缝处。Concave mirror 1的焦距为250 mm，考虑到卤钨灯灯丝的尺寸及光谱仪拍摄的有效区域范围，成像放大率定为1.5，卤钨灯定标波长为250~2 400 nm。实验所拍摄的绕流场空间范围由卤钨灯的像来确定。图中两侧的窗口都为JGS1紫外增透型石英窗口。

图  2  JF-16实验测量系统示意图

Figure 2.  Schematic diagram of measurement system in JF-16

本实验选取的两个模型是宽度L分别为90 mm、45 mm，半径为18 mm的半圆柱面，如图 3所示。其中，模型1宽90 mm，模型2宽45 mm。辐射测量区域近似为长方体，根据放大率及狭缝宽度可算得其截面积S为0.13 mm×10 mm。

图  3  测量模型

Figure 3.  Test model

本光学系统中的元器件有石英窗口、反射镜、光栅、ICCD等，这些元器件对不同波长的光谱具有不同的响应和效率。为了消除这种影响，在得到实测光谱的绝对强度后，需要用已知辐射强度的连续光源对光学系统进行定标，本实验用卤钨灯对光学系统进行定标。单像素输出灰度值DN_λp与单像素接收到的辐射通量Φ_λp之间满足公式(1)，

其中T为设定的积分时间，A_λ为所要标定的光谱响应系数。Φ_λp可由公式(2)得到，

其中E_λ为标准灯光谱辐照度，是已知量，θ为Concave mirror 1的偏转角度，为15°，S为标准光束投射到Mirror 1的有效面积，N为选取的同一波长列的像素数。为了提高定标结果的可靠性，对每列靠近中心的N个像素的输出灰度值进行平均，作为该列的输出响应，即DN_λp。平均辐射通量Φ_λp可根据光学系统及公式(2)来确定。定标结果如图 4所示，从图中可以看出，1 mJ辐射能可以产生1 014量级的灰度值输出。

图  4  光谱响应标定结果

Figure 4.  Calibrated spectral response

模型1情况下采集到的原始光谱数据如图 5(a)(彩图见期刊电子版)所示。从图中可以看到，当高超声速自由流靠近模型边缘时，自由流速度逐渐减慢直至到达驻点。在这个过程中自由流的动能逐渐转化为气体内能，从而形成高温高压激波层，并产生强烈的辐射。由原始光谱数据和定标结果可以得到激波后气体辐射的绝对光谱辐亮度分布，如图 5(b)(彩图见期刊电子版)所示，纵坐标为来流与模型边缘之间的距离，0 mm位置为模型边缘，单像素代表的空间分辨率为23 μm。对比图 5(a)、5(b)可以看出，定标后靠近长波方向的辐射强度减弱，分析认为这是光谱响应曲线在对应波段光谱响应值较大的原因。利用同样方法得到模型2的绝对光谱辐亮度分布，如图 5(c)所示，由图 5(c)可知，在辐射特征最强的位置模型2的辐射亮度较大。

图  5  实验光谱数据

Figure 5.  Spectral data of two models

分别选取距离两模型边缘2 mm处的光谱数据进行分析。如图 6(a)、6(b)所示，在测量波段范围内，主要为CN自由基CN(B-X)及较弱的N₂⁺、NH自由基辐射光谱。分析认为氮气分子光谱偏弱的原因，很可能是激波层内极高的温度导致大部分N₂分子解离，解离的N原子与CO₂解离的C原子结合生成CN自由基，CN自由基具有很强的辐射能力^[25]。实验中还观测到了NH自由基、Ca⁺的辐射光谱，这两种谱线是干扰谱线，H原子是驱动段引进的污染，Ca为膨胀管内杂质。

图  6  距离模型边缘2 mm处光谱辐亮度

Figure 6.  Spectral radiance at the vertical distance of 2 mm from the edge in model 1 and model 2

为了更清楚地比较模型宽度对激波辐射的影响，将辐亮度对模型宽度进行归一化处理。图 7为模型1和模型2在距离模型边缘2 mm处的光谱辐亮度的比值，波长为385~388 nm。从图中可以看出在该波段内，模型1对宽度归一化后的辐射亮度小于模型2。理论上，不考虑自吸收效应的情况下，模型辐亮度是对整个测量路线的积分，即辐射亮度与模型宽度成正比，分别对模型宽度进行归一化后的比值应该接近1。而在385~388 nm波段内，归一化后的比值介于0.5到0.7之间，小于1。说明测量得到的模型辐亮度增加的比例小于宽度增加的比例，证明了激波层内气体存在自吸收效应，高温气体沿着观测路线(模型宽度方向)穿越激波层时，自身会吸收一部分辐射跃迁到高能级，导致辐射减弱。

图  7  模型1和模型2在距离模型边缘2 mm处光谱辐亮度比值

Figure 7.  Spectral radiance ratio between model 1 and model 2 at the vertical distance of 2 mm from the edge

通过分析沿气流方向光谱绝对辐亮度分布，可以了解激波层内高温气体组分的辐射特性，并能得到激波层非平衡辐射特征随激波流线方向的变化。本实验分别选取388.4 nm和385.2 nm两个波长进行分析，它们分别位于CN(B-X)的0-0和3-3振动带系，图 8所示为模型1光谱辐亮度沿激波流线方向的分布情况。当高超声速气流流到距离模型边缘5 mm处时，辐射突然增大，之后在距离模型0~3 mm范围内，辐射变化相对平缓，直至到模型壁面骤然下降。从图中可以看出，-2 mm到0 mm模型实体区域内，存在比部分自由流区域更高的辐射亮度，这是由于沿着模型宽度方向靠近模型端面位置存在着激波辐射，即激波层的三维效应。为了估算激波三维效应的强弱，将-2 mm到0 mm的辐亮度值进行积分，再与整个激波层的总辐亮度进行比较，得到模型1在388.4 nm和385.2 nm处因三维效应产生的辐亮度分别占总辐亮度的6%和7%。

图  8  模型1在388.4 nm和385.2 nm处激波沿流场方向分布

Figure 8.  The shock layer radiance distributions along flow field at the wavelength of 388.4 nm and 385.2 nm for model 1

图 9(a)、9(b)分别为模型1和模型2在385.2 nm和388.4 nm波长位置辐亮度比值沿流场方向的变化情况。沿流场方向两模型比值的拟合曲线均有下降趋势。这意味着在来流靠近模型边缘的过程中，流场一直处于动态的非平衡状态。而388.4 nm波长位置只与CN自由基的转动温度有关，此比值的减小也说明了振动温度与转动温度的差距逐渐拉大，非平衡特征也越来越明显。对于具有较窄宽度的模型2，由于受自吸收效应影响较小，非平衡辐射特征更加明显。

图  9  385.2 nm和388.4 nm处光谱辐亮度比值沿模型边缘变化情况

Figure 9.  Spectral radiance ratio between 385.2 nm and 388.4 nm varies along distance from model edge

本文利用JF-16膨胀管得到了地球再入激波速度为8 km/s的高超声速绕流场辐射光谱相对强度，在波长范围250~550 nm内进行实验发现辐射主要来自CN(B-X)带系分子光谱。利用卤钨灯对光谱数据进行定标，得到了激波后高温气体绝对辐射亮度及随流场方向的分布情况。

在高超声速绕流场中，激波后高温气体辐射存在自吸收现象。模型的宽度越大，测量时在观测视线方向自吸收效应越明显。同时观测到了绕流场激波的三维效应，估算其三维效应在388.4 nm和385.2 nm波长处分别占总激波层辐射在相应波段的6%和7%。

通过对比分析CN(B-X)Δv=0的0-0及3-3带隙光谱发现了激波层内流动的动态非平衡特征，越靠近模型边缘振动温度与转动温度的差距越大，非平衡特征也越明显。尤其对于宽度较窄的模型，由于受自吸收效应的影响较小，非平衡辐射特征更加明显。

研究地球再入的高超声速辐射特性测量对再入体的热防护设计及提高再入体的生存能力有很大意义，此外，对高超声速目标辐射特性测量的研究可以支撑研究控制高超声速目标的辐射特性，为高超声速目标的红外隐身提供支持。下一步计划研究不同的高超声速激波速度下，自吸收效应对高温气体绕流场辐射的影响。