穿越高速流场光线的相位畸变测量方法研究

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1、穿越高速流场光线的相位畸变测量方法研究 穿越高速流场光线的相位畸变测量方法研究 岳茂雄谢伟明杨建军吴运刚郭隆德 中国空气动力研究与发展中心，四川绵阳6 2 1 0 0 0 摘要；本文通过在F L 一2 2 风洞运行在M 2 左右时，对同一半模分别用哈特曼传感器和全息干涉方法进行了穿越 流场和侧窗光线相位畸变的测试，得到了相应的试验结果。并对试验产生的结果进行了客观分析。 O 引言 随着各类精确制导武器对目标探测精度要求的提高，诸多导弹和拦截器及防天导弹武器 系统等都越来越多地要求采用红外成像探测与末制导这一未来精确制导主流技术。但这一过 程往往伴随着强烈的气动光学效应，严重地影响了目标质心轨道

2、和目标形状的成像，从而无 法捕捉和跟踪目标。由于气动光学效应严重影响了导弹命中精度和拦截弹的跟踪瞄准精度， 必须对在高速真实气体流动中的气动光学效应进行定性分析和定量测量，建立一套能满足进 行气动光学效应与校正机理试验的地面模拟测试方法。因此开展气动光学效应风洞测试研究 是非常必要的。 在气动光学试验方法方面，如同在研究气动光学其它技术方面样，美国人走在了世界 的最前端，他们耗巨资建造了世界上最大、能力最强的国家高能激波风洞( L E N S ) 设施。它 是唯一能够按全尺寸复制高速( 可模拟1 5 M 来流) 大气层拦截器飞行条件的设施。并在包括 该设备在内的多个设备上采用多种试验方法进行气

3、动光学效应的研究。 与国外相比，在高速导弹成像探测气动光学效应机理、气动光学校正技术、气动光学效 应与校正测试试验技术存在非常大的差距，基础性的机理研究尚处于起步阶段。从目前国内 有关牵头部门的想法，主要还是要针对气动光学效应机理进行研究，研究的主要对象还是流 场瞬态相位畸变。由于是试验方法的研究，我们选择的是在试验能力和运作成本较低的风洞 上进行，主要是对试验方法进行探索。而且，主要是针对穿过侧窗口和高速流流场光线相位 畸变的测量。本文通过用哈特曼传感器和全息干涉的方法在F L - 2 2 风洞上对穿过模型侧窗流 场光线相位畸变进行了测量。 1 用哈特曼传感器测量相位畸变 测量光线穿越流场后

4、到达探测器时的特性，可以直接得到该流场条件下的气动光学效应， 不仅可以为武器设计阶段提供设计依据，在验证、评估武器的气动光学性能时也有重要的价 值。从有关气动光学试验研究的相关资料中可以发现，有大量的研究是以测量光线穿过各种 流场后波前相位畸变作为测量手段。该测试方式在研究光线在大气中的传输规律时就大量应 用，通过测量光波前相位畸变可以得到光线在整个传输路径上的传递函数，推算出像模糊、 像偏移( 瞄视误差) 等气动光学效应数据。 我们该项研究的主要内容就是采用H S 传感器直接探测波前相位，可以较方便地得到波 前相位分布及一系列气动光学参数，目前试验马赫数及温度与实际大气层拦截器的飞行状态 还

5、有一定的差距，所要关注和解决的主要问题是如何在 风洞中进行该类试验，探讨试验方法的可行性。 1 1 试验装置及原理 考虑到较大尺寸的模型可以有更大的测量窗口，而 半模可以使光路大大简化。试验时重新设计了风洞侧壁 板，将一侧的带窗口侧壁板替换，以便安装半模模型。 图1 为试验模型基本外形示意图。试验是在C A R D C 的 图l 试验模型基本外形示意图 F L 一2 2 直流下吹式跨超风洞中进行的：波前测试设备是中科院成都光电所提供的哈特曼一夏克 一 第十一届全国激波与激波管学术会议 _ 二二二一 ( H S ) 传感器，并参加试验；风洞的标准运行状态为马赫数2 ；系统的基本组成结构见图2 。

6、 激光 哈特曼探测系统 图2 试验系统示意图 析 试验设备的基本参数如下：风洞试验段截面尺寸：3 0 0 3 0 0 m m ；马赫数均方根差：0 0 0 3 ； 喷管型面为马赫数2 的标准型面：H S 传感器：1 3 径8 0 m m ；子孔径数3 2 3 2 ；动态范围 入子孔径；波面测量精度P V 入、R M S 入；所有测量试验中，入= 0 6 3 2 8 l am ；启动和结 束过程采用隔帧采集方式，约5 帧秒，采集1 0 0 帧的时间约2 0 秒；稳态采用快速采集方式， 约2 0 帧秒，采集1 0 0 帧的时间约5 秒。 1 2 试验数据 共进行了1 8 次吹风试验，分别获得了无流

7、场( 静态) 下的波面数据、流场建立和结束过 程的波面数据，不同流场参数下的波面数据。流场建立过程的采样频率约5 帧秒，采集1 0 0 帧的时间约2 0 秒，稳态时的采样频率约2 0 帧秒，采集8 0 帧的时间约4 秒，波面主要参数有： 2 = 0 6 3 2 8 I r t m 、波面P V 、R M S 、环围能量、峰值S t r e h l 比等，其中峰值S t r e h l 比定义为：实际 点扩展函数峰值强度与衍射极限点扩展函数峰值强度之比。各次的吹风状态参数及测量结果 如下： 1 2 1 静态 图3 为静态波前相位分布的二维和三维示意图，其基本稳定的形状说明波前相位差主要 来自窗玻

8、璃的型面加工误差和不均匀应力分布。图4 为连续采集1 0 0 次( 从第1 5 幅开始为有效 数据) 的变化曲线，其中，蓝线表示的P V 值为波前最大相位与最小相位之差，红线表示的R M S 值为波前相位的均方根差，单位为波长。由图可见最大相位差在0 2 以下。 图3 静态相位分布二维图和三维图 穿越高速流场光线的相位畸变测量方法研究 图4 静态试验采集相位数据曲线图5 试验采集相位曲线 1 2 2 风洞运行稳定状态动态试验 状态参数：M - - - - - 2 0 ；来流温度：7 。；静压：0 3 3 K g ；入一0 6 3 2 8 。该状态为本次试验的 标准状态。图5 为连续采集1 0

9、0 幅得到的变化曲线( 从第1 0 幅开始有效) ，从以上 数据可以看到，P V 值达到了0 7 ，远大于静态时的0 2 。各次采集间的差值在0 1 以内，非常稳定。图6 是二维和三维相位分布图，采样间隔为每次4 0 m s ，分别是第2 8 、7 7 帧的数据。 图6 试验稳定状态相位分布 1 2 3 远场成像结果 将波前数据处理后可得到远场成像图，图7 是一些结果。由图可以看出，有模型和无模 型时的远场成像有明显的差异，其中图像偏移、S t r e h l 比、图像模糊等气动参数有明显的变化。 由计算知：无流场的S t r e h l 比是0 9 7 ，有模型的S t r e h l 比是

10、0 2 0 。与A E D C 远场成像测试所 第十一届全国激波与激波管学术会议 得的结果基本类似。 有模型( 0 3 0 1 0 3 0 7 ) 无模型( 0 3 0 1 0 3 2 9 ) 图7 第5 0 帧波面计算得到的远场光斑图 2 用全息干涉法测量相位畸变 2 1 试验原理及光路布置 用哈特曼传感器进行相位畸变的诊断，存在最大的问题是响应频率太低( 2 0 帧秒) ，这 样采集到的图像实际上是时间平均效应结果，虽然现在有单位已经将其采样频率提高到了 1 0 0 0 帧秒( 1 K H z ) 级，但是对于高速飞行的弹体振动来说，这仍然是一个很大的时间最级， 很难扑捉到其瞬态的相 位畸

11、变图像，对于振动 的测量和气动光学效应 机理的研究仍有较大困 难。为此，我们采用了 全息干涉方法对相同问 题进行了研究。由于我 们试验中所采用的光源 是脉冲宽度为2 0 n s 的红 宝石激光器，用静态和 动态两次曝光全息干涉 法，可以得到流场某个 瞬间的波前相位畸变图 像，可以用于气动光学 效应机理研究。如果在 风洞运行时用双脉冲曝 图8 全息干涉法相位畸变诊断试验原理图 光镧： 穿越高速流场光线的相位畸变测量方法研究 光，调整两脉冲之间的间隔，则可得到最高可达5 0 K H z 的高频振动测量。当然该方法最大的 好处还在于双脉冲曝光方法由于是共光路干涉，对于由镜面和光学窗口等引起的附加相位

12、畸 变可以不予考虑，这样为气动光学效应机理研究提供了更加有利的条件。 用全息干涉法诊断相位畸变原理图如图8 所示，风洞开启时同时给红宝石激光器充电， 风洞洞壁上的传感器与数采系统相连接，数采系统将采集到的数据经计算机判断后，给出触 发信号使红宝石激光器出光。该光线经过分光镜后分为两束，一束通过发散透镜和准直透镜 后成为平行光束穿过流场和半模模型侧窗窗口，然后被成像透镜成像于全息底片上；另一束 光线经过平行光管和振镜后覆盖全息底片上的物光斑。曝光后的全息底片经再现后便可得到 全息干涉图片。对双脉冲法调整振镜的振幅和频率，便可得到较为合适的有限条纹间隔。 2 2 试验结果 全息法所使用的模型和风洞

13、与哈特曼传感器法中用到的相同。试验马赫数为1 9 4 。通过 多车次的试验，我们获得几种试验的全息干涉图，通过处理，得到波面相对相位畸变结果。 2 2 1 单脉冲两次曝光全息干涉法进行流场瞬态相位畸变诊断 该方法是在诊断光束无流场扰动时和流场相对稳定时进行两次单脉冲曝光，同时，在两 次曝光之间调解参考光使其在全息底片上产生个微移动，该方法共进行了2 5 车次，其中第 3 车次和第1 8 车次得到的试验结果如图9 所示。 a 第3 车次全息干涉照片及处理结果 b 第18 车次全息干涉照片及处理结果 图9 单脉冲两次曝光全息干涉图 2 2 2 双脉冲全息干涉法对流场的高频扰动诊断 该方法是在流场建

14、立并相对稳定后，用时间间隔分别为2 0 0 u s 和3 0 0 u s 的双脉冲对穿过 流场的光线进行相位畸变诊断，在曝光同时要确保振镜在合适的频率和振幅工作，并且在振 镜振动时参考光要始终覆盖物。图1 0 和图1 1 为得到的试验结果和处理结果。 2 8 7 第十一届全国激波与激波管学术会议 二二二二= ：! 二二一一 图1 02 0 0 u s 间隔双脉冲全息干涉图 图1 13 0 0 u s 间隔双脉冲全息干涉图 2 2 3 小结 从我们用全息干涉方法的初衷出发，因为两次曝光全息干涉法是在断气状态和流场相对 稳定两种状态出光，其参考是断开气源状态，其干涉图包含的信息是两种状态高低频光程

15、累 穿越高速流场光线的相位畸变测量方法研究 积的结果，包括窗玻璃应变和平均流场和湍流影响等，所以我们从单脉冲两次曝光全息干涉 图中提取出相对于断开气源状态时出光瞬间的相位畸变情况，从得到的结果看变化趋势基本 一致，但在最大最小值上有所不同。而双脉冲全息干涉法由于两次出光间隔较小并均通过扰 动区，所得到的条纹扰动仅是由大于其间隔时间倒数的高频( 本文为3 3 K H z 和5 K H z ) 扰动引 起，与玻璃窗应变无关，所以我们希望从双脉冲干涉图中得到高频扰动产生的相位畸变情况， 从试验结果看，其一致性比起单脉冲两次曝光要差多了，但还是能看出一些趋势，这与我们 所用的激光器脉冲间隔较大和风洞自

16、身也有一定的关系。理论上说，如果在光孔径范围内高 频相位变化的幅度较小并且一致，那么由双脉冲全息图所确定的空间相位畸变的差异就可以 被看作可能从两次曝光干涉测量中被减去的偏差，由此产生个稳态、低频影响的相位测量 结果，该结果可以用于气动光学效应原理性的研判。 从处理结果来看，无论是单脉冲两次曝光法还是双脉冲全息干涉法的得到相位畸变P v 值， 都在4 0 0 n m 至5 5 0 n m 之间( 图形边缘不做统计) ，折合成红宝石激光器出光波长，约为 0 6 0 8 入，这与用哈特曼传感器测量得到的结果大致相当。从哈特曼传感器所得到的结果可 知，窗玻璃应变影响在O 2 入左右，这与导弹头流场附面层对相位畸变贡献较小的论断是相 符合的。但是，我们由于经费和设备的限制