1 引言

红外罩材料包括红外罩增透保护膜和基底材料, 是高速导弹结构--功能一体化的关键部件, 起到传输目标红外信号、保持气动外形和保护成像系统等三方面作用, 应用较广(Han et al. 2013,Gromyko et al. 2013). 但是, 红外罩材料通常工作于恶劣的外界环境下, 处于复杂的热力混合作用状态, 材料的微观结构和热力学性质也会发生变化, 可能导致窗口的失效(Liu et al. 2014), 因此对红外罩材料热力响应和失效的研究具有重要的理论价值和工程实际意义.红外罩通常分为两种(陆炳哲 1990), 即红外整流罩(Klocek et al. 1994)和红外侧窗(Russell et al. 2003), 如图1所示.为满足光学系统设计的需要, 传统的红外整流罩一般为半球形, 位于导弹头部, 能够获得较好的目标视场, 而红外侧窗位置远离驻点, 其温度较低, 气动热作用相对较弱.

在高速飞行器上, 红外罩所处环境较为极端, 如图2所示.在使用环境中, 红外罩材料主要承受两种力的作用, 一是因空气动力学压力诱导的机械应力, 另一种是由于空气动力加热诱导的热应力(余怀之 2015,Klein 1993).由于其特殊用途, 红外罩材料的失效主要有两种形式: 结构性失效, 包括破裂和膜层脱落等; 功能性失效, 包括自身热辐射和光畸变等.了解红外罩材料失效机理对窗口设计具有重要的意义.

因此, 本文将对红外罩材料失效的相关研究进行综述, 分析典型红外罩材料的制备、热力响应及红外罩材料的失效机理, 并对红外罩材料的发展趋势与未来研究方向进行展望.

2 典型红外罩材料及其制备

2.1 典型红外罩材料及其分类

根据大气对辐射电磁波的透射图谱, 可以将红外罩分为3类, 即近红外(波长0.76 \(\sim \) 1.1 \(\muup \)m)、中红外(3 \(\sim\) 5 \(\muup \)m)和远红外(8 \(\sim \) 12 \(\muup \)m).一切高于绝对零度的物质, 均能产生一定的红外辐射, 辐射的能量按频率进行分布, 而辐射波段与物体温度有关.根据韦恩位移定律可知, 当物体温度高于300\(^{\circ}\)C时, 其最大光谱辐射波长主要处在3 \(\sim \) 5 \(\muup \)m波段; 当物体温度低于100\(^{\circ}\)C时, 其最大光谱辐射波长主要处在8 \(\sim\) 12 \(\muup \)m波段. \textbf{表1} 是一些典型目标的红外辐射波段.由表1可见, 处于工作状态的飞机、导弹、坦克等一些武器的温度一般在几百摄氏度, 最大红外辐射波长为3 \(\sim \) 5 \(\muup \)m, 而处于常温状态的人体、建筑、公路等地面目标, 温度一般在100\(^{\circ}\)C以下, 最大红外辐射波长为8 \(\sim\) 12 \(\muup \)m (冯丽萍 2006). 因此, 红外探测器的研究也主要围绕这几个波段展开.最初的红外探测主要在近红外波段, 由于红外探测技术的高速发展, 现在已经开展了中红外和远红外波段的探测器研究(吴智雄 2009).

按照透射波段的不同, 可以将红外光学材料大致分为两类, 中波材料(0.9 \(\sim \) 5 \(\muup \)m)和长波材料(8 \(\sim \) 12 \(\muup \)m).图3所示为红外光学材料的分类 (余怀之 2015),表2是部分典型红外光学材料的性能(Harris 1998,李跃龙 等 2007).

2.2 典型长波红外罩材料制备进展

(1) 锗的化学性质稳定, 不溶于水, 在可见光区域内是不透明的. 锗单晶是制备红外光学窗口、镜头等光学部件的基础材料.锗晶体的原子排列方式与金刚石相同, 为面心立方晶胞结构, 每个晶胞含有4个金属原子. 在单晶锗中, 由于电子对光子的吸收截面为空穴对光子的1/20, n型锗单晶具有较大的红外透射率, 因此, 用于红外光学的大多是n型锗单晶, 而随着温度升高, 锗的透射率明显减小, 这是由于自由载流子对光子的吸收增大而引起的. 同时, 锗是一种脆性材料, 抗冲击性能较差, 因此不适合在较高温度下使用.

在红外光学中, 锗主要用于制作红外探测系统中的红外光学镜头及保护红外光学镜头的红外光学窗口.在红外镜头中, 锗的应用十分广泛, 60%以上的中低端红外光学镜头为锗材料, 50%的高端红外光学镜头为锗单晶材料. 红外镜头可应用于军品和民品.军用红外窗口主要应用在飞机和装甲战车上, 尤其在直升机上用量很大.其他应用包括机载红外镜头、舰载红外镜头、路基红外镜头、车载红外镜头、头盔红外镜头、手持红外镜头等.民用红外窗口主要应用在各种监控热像仪、夜间辅助驾驶仪等, 包括安防、民用车辆、民用船只、民用飞机及警用物品等.

(2) 硅与锗的性质相似, 是一种化学性质稳定且不溶于水的半导体晶体.此外, 硅不溶于大多数的酸, 其晶体结构也是金刚石立方结构.相比锗单晶材料, 硅的硬度较大, 抗冲击性能比锗单晶材料好.单晶硅主要采用直拉生长法制备. 直拉生长法又称为Czochralski生长法.直拉生长法能制备较大尺寸的晶体, 在生长过程中晶体始终不受机械约束, 易于保持晶体的外形和结构的完整性. 同时, 使用这种方法生长的单晶产品, 光学性能较好. 单晶硅的制备过程如下: 首先把多晶硅和掺杂组分放在石英坩埚中加热熔化; 然后把晶种放于熔化的硅中, 待周围的溶液冷却后, 硅晶体就会依附在晶种上, 在温度和提拉速度达到要求后向上提拉晶体, 同时进行旋转; 最终, 在棒的末端得到一根较大的、圆柱体状的单晶晶锭.

(3) ZnS是一种II--VI族化合物, 包括立方结构的闪锌矿结构和六方结构的纤锌矿结构两种晶体结构, 由晶体的生长温度决定, 通常用作红外光学材料的是立方结构.与其他材料性能参数相比, ZnS在8 \(\sim \) 12 \(\muup\)m波段的透过率较高, 机械性能和热性能较好, 并具有耐大气腐蚀、低制备成本、较易生成大尺寸结构等优点, 因此是一种常用的长波红外罩材料(Biswas et al. 2010,Zhang et al. 2012).其主要制备方法有热压法(hot press)、物理气相沉积(physical vapor deposition, PVD)和化学气相沉积(chemical vapor deposition, CVD), 研究进展如表3所示.

2.3 典型中波红外罩材料制备进展

(1) 蓝宝石在3 \(\sim \) 5 \(\muup \)m波段的透射率高于85%, 机械性能和热力学性能优越, 抗热冲击品质因子高, 具有较高的抗沙蚀雨蚀能力, 被认为是最有前途的红外罩材料之一 (Harris 1999). 目前, 蓝宝石单晶的主要生长方法包括提拉法、梯度炉法、热交换器法、导模法和泡生法等, 如表4所示.

(2) AlON透明陶瓷不仅具有良好的力学、热学和化学性能, 在0.2 \(\sim\) 5.0 \(\muup\)m的波长范围(包括紫外区、可见光区和红外光区)内具有良好的透光性, 其理论透过率可达85%; 此外, 它还具有良好的光学和机械各向同性.因此, AlON透明陶瓷在军事国防和商业众多领域具有广泛的应用前景.目前制备AlON的工艺成熟, 是被广泛应用的透红外材料之一.

AlON的合成方法主要有以下几种: 碳热还原氮化铝、等离子电弧熔炼氧化铝和氮化铝、氧化铝和氮化铝的烧结反应、氧化铝和氮化硼的烧结反应、氧化铝和氮化铝的微波合成反应.考虑到工艺简单, 原料和产生污染物较少等因素, AlON主要使用以下方式合成\[ 9 \mbox{Al}_{2}\mbox{O}_{3}+5\mbox{AlN} \to\mbox{Al}_{23}\mbox{O}_{27}\mbox{N}_{5}\] AlON的制备方法, 可分为一步法和两步法: 一步法是以Al\(_{2}\)O\(_{3}\)和AlN的粉末为原料, 直接反应烧结成AlON陶瓷.也就是说致密的AlON是由氧化铝和氮化铝直接反应产生; 两步法是先以Al\(_{2}\)O\(_{3}\)和AlN的粉末为原料, 合成AlON粉末, 再将AlON粉末烧结成AlON陶瓷. 整个过程可以分为两个阶段, 其中第一阶段是反应混合物在1750\({^\circ}\)C下热处理, 第二阶段为AlON致密化. 一步法和两步法均有各自的优点与缺点.一步法的优点是制备工艺较为简单, 缺点是固相反应在制备过程中难以控制, Al\(_{2}\)O\(_{3}\)和AlN的局部组分不均匀, 会出现AlON晶粒在成型过程中形貌不均甚至阻碍烧结体致密化等现象, 从而导致AlON陶瓷的致密度低, 光学性能差. 两步法的优点: ①采用合成的高纯AlON粉体与直接用Al\(_{2}\)O\(_{3}\)和AlN混合的粉体烧结相比, 可以有效降低烧结温度和缩短烧结时间, 并有利于形成均匀的AlON晶粒, 陶瓷的透过率高; ②利于烧结助剂的均匀有效加入, 烧结温度低和烧结时间短, 得到的陶瓷密度和光学性能好. 但其工艺复杂, 制备成本高.

(3) Y\(_{2}\)O\(_{3}\)的发射率对温度不敏感, 在高温下仍可保持较小的发射率, 因此常被用于在蓝宝石等材料上镀制膜层.

其制备方法主要有脉冲激光法、离子束辅助沉积法、分子束外延法和射频磁控溅射法, 如表5所示.

2.4 存在的问题与展望

红外探测技术的发展对红外罩材料的性能提出了更高的要求, 目前红外罩材料主要存在以下不足:

(1) 在复杂工作环境下, 红外罩材料的强度与光学特性会产生较大的变化, 影响红外探测系统的准确性, 因此需要进一步挖掘材料内部特征, 优化结构及设计, 并加大力度开发新型红外罩材料;

(2) 随着高速飞行器的发展, 红外探测系统需要完成更全面的探测任务, 同时涵盖几个不同的辐射波段, 针对这一要求, 红外罩材料需要进行重新设计与制备, 通过进行多种材料的融合实现红外罩材料探测波段的调控;

(3) 红外罩材料的制备工艺在近些年没有较大的进展, 目前均存在成本过高、产量较小且操作复杂的缺点. 面对红外罩材料的巨大需求, 急需技术方面的突破.

3 红外罩材料的特性

红外制导是实现精确制导的重要手段之一, 它是通过红外探测器探测所跟踪的红外目标发射的辐射能量来达到精确制导的一种技术, 已经广泛应用在国防科技平台, 包括各种导弹的红外制导系统如反坦克导弹、空地导弹和空空导弹等(Sonawane & Mahulikar 2011).红外成像系统主要由红外罩、红外传感/成像系统和信号处理系统3部分组成.目标产生的红外辐射需要经过大气传输、红外罩后, 才能到达红外传感/成像系统进行成像.红外罩介于红外传感/成像系统和外界目标环境之间, 可以保护整个红外成像系统, 因此, 红外罩在红外波段需具有较高的透过率, 能够透过足够强的红外辐射(Russell et al. 2003). 此外, 其使用环境也对红外罩材料的光学和力学特性有着特殊的要求(陈作锦2012), 一般包括:

(1)断裂强度

在高速飞行条件下, 红外罩主要受到两种力的作用, 一种是由于气动力作用产生的机械应力, 另一种是由于气动热作用产生的热应力. 如果这些应力超过了光学红外罩材料所能承受的最大应力, 即超过了断裂强度, 将会引起窗口的机械破坏. 红外光学材料在分类上被列为陶瓷脆性材料, 认为受到外力拉伸作用时将发生弹性应变, 应力与应变关系遵守胡克定律. 同时, 材料内部存储了一定的弹性应变能, 当应力超过某一极限值时材料发生断裂, 从能量的观点来看, 存储在材料内部的应变弹性能释放转变为断裂时所形成的两个新表面的表面能.

(2)抗热冲击品质

当飞行器以超声速飞行时, 在窗口表面附近存在一个热的滞留层(也称为热空气边界层), 将高速运动的气流和窗口隔开. 热流通过滞留层传给红外罩, 对窗口的表面产生加热作用. 在红外罩边缘固定的情况下, 热的外表面形成压缩应力, 而冷的内表面则是拉伸应力.抗热冲击因子可用于评价红外罩承受热冲击的能力.抗热冲击品质因子越大, 表示材料的抗热冲击能力越强.抗热冲击品质因子 FOM可以写为(Klein 2002,Ka\v{s}iarov\'{a} et al. 2014)\[ FOM = \left\{ \begin{array}{ll} \dfrac{\sigma _{\rm f} \left( {1 - \mu _{\rm po} } \right)}{\alpha E_{\rm Y} }, & Bi \geq 1\\ \dfrac{\sigma _{\rm f} \left( {1 - \mu _{\rm po} } \right)\lambda}{\alpha E_{\rm Y} }, & Bi< 1 \\ \end{array} \right. \ \ (1)\]式中, \(\sigma _{\rm f} \)为断裂强度, \(\lambda \)为导热系数, \(\alpha\)为热膨胀系数, \(\mu _{\rm po} \)为泊松比, \(E_{\rm Y} \)为弹性模量, \(Bi\)为Biot数, \(Bi = {h\delta }/{\lambda }\), \(h\)为传热系数, \(\delta\)为厚度. 由上式可知, 材料的抗热冲击能力由材料的断裂强度\(\sigma_{\rm f} \)、导热系数\(\lambda \)、热膨胀系数\(\alpha\)与弹性模量\(E_{\rm Y} \)有关, \(\sigma _{\rm f} \)和\(\lambda \)越大, \(\alpha \)和\(E_{\rm Y} \)越小, 抗热冲击能力越强.

(3)透过率

红外光学材料首先要在工作波段有较高的透过率, 同时, 还要有较宽的红外光谱范围, 满足红外探测设备工作波段范围的要求.其透过波长范围取决于红外材料固有结构及其性质, 短波极限值由材料能带结构的能隙所决定, 长波截止限由材料的晶体结构和晶格热振动所决定, 对于同一材料, 这些是材料的本身性质, 不随材料制备工艺的改变而改变.

(4)折射率与色散

固体的光学常数与电磁波的频率有关, 说明电磁波(光)在介质中的传播速度与频率有关, 这种关系称为色散.根据几何光学设计一个成像系统, 其主要依据是光学材料的折射指数.对于红外罩材料, 为了减少反射损失, 要求材料的折射率和色散要足够低.在高温下工作时, 材料折射指数随温度的变化关系必须符合一定的要求.

(5)热发射率

任何物质受热都会产生热辐射, 当窗口因气动加热温度升高时, 探测器将会接受到窗口的自身热辐射, 形成探测系统的噪声.当温度升高到一定值时, 这个噪声将淹没目标信号或可以与目标信号相比较, 将使红外探测不能成像或成像模糊. 这要求红外罩的热发射率尽可能低, 使窗口在较高温度工作时产生的噪声对整个红外成像系统的信噪比影响较小.材料的热发射率主要取决于材料的种类、表面温度以及表面形貌等因素.

导弹红外窗口的主要功能是保证一定波长范围的红外线在尽量少的干扰下穿透窗口, 使探测器可以识别信号, 精确制导, 所以其光学特性的变化是功能性失效的主要因素之一, 国内外学者也对窗口的光学特性进行了大量的实验, 总结了其性能在不同环境下的变化规律, 如表6所示.

4 红外罩材料的热力响应

4.1 气动热力响应机理

红外罩的使用环境较为复杂, 存在着由于高速运动而产生的复杂流场.在超声速飞行状态下, 飞行器外流场具有高马赫数、薄激波层、强黏性作用、存在熵层和高温流动等特点, 如图4所示(Anderson 2006). 因此, 超声速飞行器的外流场分析需要考虑湍流与激波之间的相互干扰、激波与边界层的相互作用等问题, 此外, 还需要特别考虑飞行器表面的气动加热和气动力作用.准确分析研究超声速外流场的气动热和气动力对研究高超声速飞行器的红外罩结构失效非常重要.

飞行器以超声速在大气层中飞行时, 飞行器表面由于来流的摩擦和压缩作用, 动能转换为热能, 对红外罩表面产生强烈的气动加热作用, 使窗口的表面温度急剧升高, 产生极大的热应力和变形; 同时, 飞行器周围的大气也被加热升温, 产生的热辐射对光学窗口一方面进行辐射加温, 另一方面部分热辐射被成像系统的红外传感器所接收, 形成热辐射干扰(Zhang et al. 2001,Li et al. 2011,张郡 2007). 在这样严酷的气动热环境中, 红外罩材料发生热、力、光耦合作用, 产生一系列严重的问题, 可导致红外罩结构/功能失效, 甚至整个红外探测系统的功能瘫痪.对于气动热与气动力的产生机理, 相关学者已经进行了大量的研究.

气动力方面, 红外罩材料在工作中主要承受两种力的作用, 一是因空气动力学压力诱导的机械应力, 即巨大的气动压力; 另一种是由于空气动力加热诱导的热应力(余怀之 2015, Klein 1993), 这主要是由于急剧的气动热升温可瞬间在红外罩内部形成巨大的温度梯度, 造成热冲击(Xuan & Goo 2012,Wu et al. 2013), 进而在窗口内表面产生巨大的拉应力, 外表面产生巨大的压应力, 共同作用下就可能导致红外罩的失效(Klein 2011,Zhong et al. 2014).气动热方面, 载体在空中超高声速飞行时, 马赫数一般为1 \(\sim\) 6不等, 前端空气被强烈压缩, 其周围空气和弹体剧烈摩擦, 导致大部分空气动能转化为热能, 空气温度剧烈升高, 导弹表面的温度梯度巨大, 热量快速以对流等方式传递给导弹, 促使导弹表面温度升高, 而急剧的升温可瞬间在红外窗口内部形成巨大的温度梯度.

由于红外罩材料的特殊用途, 其失效主要有两种形式: 结构性失效, 包括破裂和膜层脱落等; 功能性失效, 包括自身热辐射和光畸变等.

(1) 破裂

在红外罩材料内的巨大内应力作用下, 造成红外罩材料的破裂.

(2) 膜层脱落

功能膜往往保留着沉积过程中形成的巨大内应力(史梦然 等 2011), 在严重的非均匀温度场和应力场的使用条件下, 功能膜本身以及功能膜与基底和膜层之间的界面发生变化, 导致结合力降低, 乃至膜层脱落.

(3) 热辐射

红外罩材料在高温产生自发辐射, 造成干扰、降低信噪比, 甚至使光电探测器饱和而不能接受来自目标的信号, 导致无法实现对目标的成像探测(Zhang et al. 2013,Turley et al. 2011).

(4) 光畸变

在使用环境中, 急剧升温和气动压力使红外罩材料形状和光学参数发生非均匀变化, 造成透射光偏离聚焦位置, 导致成像模糊和偏移, 甚至无法实现对目标的成像探测.

由于材料结构和飞行过程中热及应力状态的复杂性, 科研工作者在研究材料失效机制的过程中遇到了许多难点.首先在结构性失效中, 由于温度梯度很高(Guo & Noda 2014), 材料的局部非线性特征十分明显, 材料的热传导系数、热膨胀系数、弹性性能等都会呈现明显的温度相关性; 同时在热冲击的作用下, 功能膜的脱层会扩展、屈曲, 从而使功能膜脱离红外罩(Zhang et al. 2014). 此外, 窗口微观结构也会对失效产生影响. 在功能性失效中, 自身热辐射和光畸变与材料内部的结构、缺陷特征密切相关, 其机制包括本征激发、多声子能态激发、自由载流子激发和杂质能级激发等, 并且不同种类的激发机制可能发生耦合作用, 而高温和较大的应力将导致材料微结构改变, 使得激发机制更为复杂(Na et al. 2013,Chen et al. 2004).

4.2 气动热力响应研究现状

随着高速飞行器的发展, 其飞行时间越来越长, 因此对气动热力响应的研究提出了更高的要求.在对气动热力响应问题的研究中, 主要分为实验研究及数值模拟研究.

实验研究方面, 主要包括地面实验及空中飞行实验两种.对于地面实验研究, 经过多年的发展, 各国科学家制备出了不同的风洞设备用于实验, 包括美国国家航空航天局(NASA)的Hypulse、美国Calspan公司的LENS系列风洞、TsNIIMASH研究所的U-12等.其中, 部分风洞设备是在19世纪50---60年代建立起来的, 随后进行了相应的升级改造, 用于高速飞行器的地面实验研究.如NASA的Hypulse, 最初是基于NASA Langley Research Center Expansion Tube建立的(Chue et al. 2002). Hypulse最初可以达到的马赫数为17.随着NASA对超燃冲压发动机研究的推进, 其马赫数范围扩大到12 \(\sim\) 19, 因此其工作范围满足了超音速冲压喷射装置的需求.而随后的设备升级极大的拓展了Hypulse的应用范围, 其结构如图5所示.

Hypulse的测量结果也较为准确.图6为马赫数为7, 10和21的情况下, 实验测量与CFD数值模拟结果的对比, 可以看出二者吻合较好, 相互印证.

目前, 风洞实验设备中最先进的是Calspan的LENS系列风洞(Holden & Parker 2002). LENS系列风洞一共有6座, 其中LENS I, LENS II, LENS X和LENS XX是在最近几年建立起来的地面试验系统, 能够全面测量高速飞行器在风洞环境下的各种性能参数.作为当前最先进的风洞实验装置之一, LENS系列风洞进行了大量的地面实验, 并提供了关键的测量数据.如AIT导引头、X-38空间站部件等, 但是大部分数据没有公开.图7为使用LENS风洞测量得到的MDAC导引头冷却效率分布情况.

U-12是俄罗斯目前性能最强的激波风洞(Lapygin et al. 2002), 始建于1956年, 经过数代科学家的改进, 目前已经是世界上规模最大的激波风洞, 其马赫数范围从2 \(\sim \) 20, 最大测量模型长度超过3 m. U-12善于研究流场经过物体时的流场分布, 能够获得流场中的冲击波等. 此外, U-12还能获得一系列的瞬时干涉图用于记录流场变化过程, 能够计算得到详细的流场信息. 典型的干涉图如图 8所示.

U-12在用于高速飞行器的地面研究中同样起着重要的作用.除记录流场变化外, U-12经常用于高速飞行器的平衡实验中, 并包含3种测量方式, 能够全面地进行平衡性评估.

德国DLR的HEG风洞作为欧洲主要的地面高超声速风洞, 承接了大部分的地面模拟工作, 包括与NASA合作的X-38计划等(Hannemann & Beck 2002). 此外, 日本JAXA的HIEST风洞、亚琛工业大学的TH2-D等风洞均在地面实验测量方面做出了重要的贡献(Lu 2002).

国内方面, 尽管相关研究的开展要晚于国外, 但是在近些年也有了较大的发展. 对于大型风洞, 主要有中国空气动力研究与发展中心(CARDC)高速所的FL-31高超声速风洞、中国航天空气动力技术研究院(CAAA)的FD-07、FD-20A高超声速风洞、南京航空航天大学(NUAA)的高超声速风洞等(唐志共等 2015).针对其中的关键技术问题如气动天平测量技术和数据采集技术等, 国内CARDC高速所和CAAA的学者进行了大量的研究(Ma et al. 2011,Wei et al. 2010), 但是我国研究水平与国外发达国家还存在一定差距, 因此对高超声速风洞设备试验能力的需求在一段时间内还将持续存在.

风洞实验能够较准确地模拟真实热环境, 但成本高, 实现难度也较大, 需要其他一些相对成本较低, 比较容易实现的实验方法.氧乙炔焰实验法是主要的火焰冲击法, 温度比其他可燃气体高, 耗氧量少, 气流稳定, 可控性强, 仪器设备简单, 已成为考核材料抗热冲击性能的标准化手段之一. 而在许多实验中, 都使用丙烷代替乙炔, 它们都是碳氢化合物, 在物理、化学性能方面存在很多相似之处, 同时, 氧丙烷焰使用起来更加安全可靠, 其爆炸极限比乙炔小, 不易爆炸.丙烷是化工产品, 除可燃烧外, 暂时没有其他开发利用价值, 并且燃烧后对环境几乎没有污染, 对人体的危害也很小.氧丙烷焰实验台如图9所示, 其运行情况见图10.

使用氧丙烷焰的实验研究有很多, 以CVD ZnS试件为例, 针对弹体红外窗口材料在使用时的气动流场环境特征, 结合氧丙烷设备的实际情况, 设定氧丙烷火焰喷射方向与试件表面呈90\(^{\circ}\), 喷嘴口径为2 mm, 距离试样中心300 mm. 实验参数列于表7.

由图11可见, 在热冲击过程中, 表面温度在极短的时间内急剧上升, 表面和背面存在一个很大的温差, 将产生很大的热应力.主要由于热冲击中心在外表面中心区域, 此处受到强烈的热冲击, 温度瞬间升高较大, 而此时窗口背面温度几乎不变.随着能量逐渐向材料内部传递, 背面温度开始升高, 温度场趋于均匀, 此后材料将进入抗热冲击阶段.

在对实验数据进行验证的过程中, 数值模拟必不可少.但是由于窗口材料的工作环境和热力情况的复杂性, 国内外相关文献数量有限. 为了进行气动热的相关预测, 世界各国均对相关的理论研究进行了较大的投入, 尤其是美国, 自20世纪60年代起, 开发了一系列工程计算软件, 进行气动热的数值模拟计算, 包括LATCH, LAURA, GASP和AEROHEAT等.

随着计算机技术的不断发展, 针对流场的CFD数值模拟方法和针对材料的有限元分析法逐渐成熟, 目前在气动热力响应研究中起着重要的作用.

在数值模拟方面, 20世纪70---80年代, 研究者对气动热和气动力问题开展了大量的研究(Davis 1970,Peigin & Postnikov 1987).Shang (1974)修正了雷诺剪切应力和湍流能量通量模型, 引入超声速流动区域波动区域密度的影响, 并用有限差分格式求解了可压缩湍流边界层方程, 提高了表面摩擦系数的计算精度.Shinn等(1982)用等效对称轴体的概念通过黏性激波层计算法给出了在高度48 \(\sim\) 920 km航天飞机STS-2E迎风对称平面上的对流层加热情况, 计算结果与飞行试验结果吻合较好.

Holden等(1988)研究了二维结构弓形激波/激波交界区域的气动热特性, 测量了圆柱受热最强烈区域的热交换和压力, 计算了马赫数在8 \(\sim\) 19时圆柱模型的气动加热情况, 但是研究表明由于存在流动剪切层和边界层的过渡, 多个激波干扰产生的气动热难以预测.

20世纪90年代以来, 差分格式的分辨率越来越高, 采用数值模拟对超声速流动的气动热研究趋于成熟(Holden et al. 1992,1998). Hoffmann等(1991,1994.)对超声速二维球头钝锥的气动热/力问题进行了一系列的研究.分别采用Steger-Warming通量矢量分裂格式、二阶Steger-Warming通量矢量分裂格式、二阶Van Leer通量矢量分裂格式、Beam和Warming隐式格式和二阶TVD格式进行了对比分析, 研究了流场网格划分对计算结果的影响. 结果表明, 对于压力分布, 所有计算格式均一致; 对于摩擦系数和热传递结果, 计算结果不同, 通量矢量分裂格式和TVD格式的计算结果较好.

进入21世纪, 随着计算机的发展, 超声速飞行下流场的研究吸引了更多学者的兴趣(Aleksandrova et al. 2014,Votta et al. 2013).Brown (2002)对超声速飞行中不同的湍流输运模型进行了验证分析, 应用单方程Spalart-Allmaras模型、两方程Chien \(k\)-\(\varepsilon\)模型、两方程\(k\)-\(\omega \)模型和SST \( k\)-\(\omega\)模型对马赫数7 \(\sim \) 20的气动热和气动力进行了模拟, 并与实验结果相对比, 如图12所示. 结果表明, 两方程\(k\)-\(\omega \)模型和SST \(k\)-\(\omega\)模型能更好地模拟超声速流动.

Nichols和Nelson (2004)研究了超声速流动中不同湍流模型对壁面网格的要求, 提出了一种适合超声速流动模拟中包括Spalart-Allmaras和剪切应力输运方程的湍流边界条件, 使得当\(y^+<100\)时, 可以较好的预测超声速流动的壁面压力分布、摩擦阻力分布和热流分布, 如图13所示.

针对热力环境,Russel等(2003)采用ATAC3D气动热分析程序进行了导弹基线飞行、测试飞行和T-Range飞行的恢复温度、压力、冷壁热流和响应温度的模拟, 得到了它们随时间变化的趋势, 如图14所示.

Kih-Ber等(1998)在模拟窗口周围气流的相关参数时, 采用FLUENT Inc.公司的商业软件FLUENT 5\(^{\rm TM}\), 在时间和空间上求解有限体积的二阶N--S方程, 对湍流使用雷诺方程求解.

Wan (1998)采用了一种"equivalent cone"等价锥体方法模拟导弹周围的气、热工况.Pond等(1999)针对窗口附近的流动采用Genie++进行网格划分(见图15), 随后应用GASP程序进行计算.

对窗口的模拟, 许多学者采用了不同方法进行了尝试.Russell等(2003)用ATAC3D得到的热力参数, 在有限元分析软件ANSYS中对窗口的具体行为进行了模拟, 并与实验结果进行了对比.Kih-Ber (1998)应用FLUENT 5\(^{\rm TM}\)得到的CFD参数, 使用有限元分析软件ANSYS, 得到模拟和实验温度分布对比图.Pond等(1999)将得到的CFD参数导入(S2)和OPD代码, 分别计算系统平均湍流效应和平均流动中的非均匀性与反常性, 最终得到压力分布、湍流特性、气动光学特性等.Av\c{s}ar等(2010)直接应用有限元分析软件模拟窗口失效情况, 并应用SAAB Aerosystems Rain Erosion Test设备检测雨滴对窗口的影响来修正模拟结果, 还得到了窗口膜层在不失效的情况下所允许的最大移动速度.

与国外相比, 国内对于超声速飞行的气动加热的研究起步比较晚, 但从20世纪末以来得到了研究者的关注并取得了一定的成果.

耿湘人等(耿湘人等 2006,刘磊等 2013,Liu et al. 2012)对超声速流动的气动加热环境进行了研究, 利用N--S数值解方法对有微型凸起物的球头钝锥和平板外形上的超声速流动的压力和热流分布进行了计算, 与实验结果吻合较好; 并采用气动力/气动热/热结构耦合的方法对超声速飞行器机翼的气动热弹性特性进行了研究.结果表明, 气动热不仅影响材料的热物性, 还能明显改变气动弹性位移量.因此, 准确预测超声速流动的气动加热特性对计算结构的气动弹性特性非常必要.

贺旭照等(贺旭照等 2008,2010;Zhang et al. 2005)采用CFD预测典型超声速飞行时的摩擦阻力和热流分布, 并研究了法向网格的无关性. 结果表明, 采用CFD软件能较准确地对吸气式超声速飞行器的气动热/力问题进行模拟, 为超声速飞行器的气动总体设计和气动热防护问题的研究提供基础. 随后, 采用"伪时间LU-SGS迭代"的空间推进求解方法研究超声速化学反应流动, 提高了求解效率, 并开发了适用于快速评估超然冲压发动机和尾喷管优化设计等方面的CFD软件.

张兵(2011)采用SST两方程模型、Roe格式、AUSM+-up格式及LUSGS方法编制计算超声速流动的程序, 适用于复杂超声速流动, 并验证了其正确性; 为了缩短计算时间, 对并行计算进行了研究, 在保证计算精度的基础上, 隐式格式的计算速度提高6倍, 显式格式的计算速度提高28倍, 并对三维吸气式超声速飞行器机翼的气动热弹性进行了计算.余奇华(2006)对三维超声速热化学非平衡绕流流场的气动加热问题进行了模拟, 采用点隐式方法处理化学反应源, 采用牛顿迭代法模拟温度分布; 同时, 为了提高计算效率, 发展分布式并行计算技术, 分别对大量二维和三维典型算例进行验证、分析、计算, 得到较好的效果.雷雨冰等(2004)采用修正的B/L湍流模型对超声速流动中的激波/湍流附面层干扰开展了研究, 并分别对来流马赫数为2.96和9.22的超声速流场进行了验证, 结果吻合较好.

潘沙(2010)在量热完全气体条件的基础上, 研究了高温热化学非平衡条件, 建立了数值模拟方法, 并编制了相应的计算程序, 可应用于工程计算.对8种差分格式进行对比分析发现, 迎风类格式的计算精度较高, 尤其是AUSM类格式; 同时, 对5种限制器进行计算分析 发现, 采用MUSCL高阶插值方法能够大大缩短计算时间和提高计算精度.聂涛和刘伟强(2012)用有限体积法和有限元法分别对流体区域和结构区域进行离散, 对二维圆管在超声速流动下的气动加热和应力进行非稳态耦合求解, 结果表明, 在与来流方向成120\(^{\circ}\)夹角处, 圆管的变形最小, 而且在求解时间内圆管的热变形对外部流动的作用很小, 可以忽略不计.戎宜生和刘伟强(2010)针对具有逆向喷流的再入飞行器鼻锥外流场进行了分析, 提出与流量和总压比率有关的新的参数\(R_{PA}\), 用于表征喷流强度, 研究喷流对超声速外流场和传热量的影响.

夏刚等(2003)对流场部分采用基于Navier-Stokes方程的有限体积法, 结合AUSM+格式与时间方向的显式多步Runge-Kutta法, 将流场与结构区通过交界面的热流和温度边界条件耦合, 对结构传热部分采用基于二维热传导方程的Galerkin有限元法进行了模拟.黄春生等(2004)利用高精度的有限体积迎风格式TVD来求解超声速流场, 得到了详细的工作环境参数.

任青梅等(2007)采用工程算法对气动热进行模拟. 工程算法主要借助气动加热计算的经验公式, 对飞行器典型部位的气动加热热流进行计算, 这种算法简单省时, 适宜计算形状简单的飞行器表面气动加热, 但需要一定的气动试验数据库支持.唐达培等(2008)利用有限元计算软件建立了三维轴对称计算模型, 模拟了以钼为基底材料、金刚石为膜层材料的窗口在膜基交界面处的残余应力情况, 获得了残余应力各方向分量的分布规律, 分析了残余应力对膜层失效的影响.杨德义和桂业伟(1999)针对航天飞行器的可重复使用防热结构, 采用数值模拟的方法重点研究了前缘类结构的热响应特性. 分析了不同结构形式、材料物性等因素对结构温度的影响规律, 为进一步的结构设计提供了参考依据.

在传统的计算中, 针对流场、热、结构问题, 通常是先计算流场, 再计算热响应和热结构问题, 这显然是人为地分割了原本统一的、连续的过程, 使得计算结果存在较多不足.黄唐等(2000)给出一种将流场、热、结构耦合起来进行一体化数值模拟的方法, 得到了较好的结果, 如图16所示. 另外, 中国科学院(Lu et al. 2014)、哈尔滨工业大学(Song & Li 2014)、西北工业大学(Zhao et al. 2013)等单位的一些学者也进行了相应的研究.

以上分析可以看出, 通过模拟得到的热力规律与实验基本吻合. 因此在设计窗口时需要先进行相关的模拟, 得到具有一定参考价值的结果, 然后对窗口参数进行优化及实验验证. 这已经成为了窗口设计的主要方法.

4.3 典型热力响应分析

超声速飞行器在大气中飞行时, 来流与飞行器的表面产生强烈摩擦, 由于受到剧烈压缩, 在边界层内, 损失的动能转化为热能, 使飞行器附近的大气温度迅速升高, 并向飞行器表面进行传热, 产生强烈的气动热作用. 因此, 在气动热作用下材料失效的研究中, 要准确计算超声速飞行器外流场的气动热分布. 本节首先介绍超声速飞行器外流场的基本方程和湍流控制方程, 并对不同流动条件下钝锥和尖锥外形的飞行器的外流场进行分析, 预测红外窗口的温度分布、压力分布、表面热流和对流换热系数.

4.3.1 超声速飞行器外流场模型的验证

为了研究不同风洞中实验结果的偏差, 欧洲宇航局采用了ELECTRE钝锥做标模, 于1971年进行了ELECTRE钝锥的飞行实验, 并获得了对飞行气动热力学有很大意义的数据(Muylaert et al. 1992).通过安装在模型上的热电耦测量再入阶段的热流数据.飞行高度为20 \(\sim \) 60 km, 飞行速度为3.8 \(\sim \) 4.20 km/s.

本文选取与文献(Muylaert et al. 1992)中相同的二维钝锥模型进行计算, 应用FLUENT\textregistered 14.0商业软件, 采用SST \(k\)-\(\omega\)湍流模型进行模拟, 并与文献中的数据进行对比, 评估气动加热热模型的准确性.

ELECTRE钝锥的球头半径为0.175 m, 半锥角为4.6\(^{\circ}\), 长度为2 m, 几何尺寸如图17所示, 网格划分如图18所示.

选取293 s时的实验数据, 自由来流条件为 \(v_{\infty}=4 230.0\) m/s, \(p_{\infty }=53.0 \) Pa, \(T_{\infty }=265.0\) K, 攻角为零. 壁面采用等温壁面, \(T_{\rm w}=343.0\) K.

本文采用3种不同的网格密度来验证网格独立性, 其\(y^+\)值分别为5.16, 1.65和0.451. 对比不同\(y^+\)值, 数值模拟得到的钝锥头部壁面热流密度和文献中实验测得的热流密度如图19所示, 驻点线上温度结果和文献中的模拟结果如图20所示.

从图中可得, 当\(y^+=0.451\)时计算所得结果与实验结果吻合较好, 从而验证了此气动热模型的准确性. 外流场温度分布如图21所示, 从图21可以看出, 在钝锥的前端产生明显的弓形激波.

4.3.2 钝锥外流场计算

本文选取一种典型超声速飞行器外形来计算外流场, 由于结构为轴对称模型, 计算时简化为二维模型, 如图22所示.飞行器全长为2 m, 头锥部分采用钝锥结构, 半锥角为5\(^{\circ}\), 光学整流罩半径为0.175 m.

流场计算时采用飞行高度为15 km处的标准大气参数, 自由来流的参数为\(p_{\infty }=12.112 \) kPa, \(T_{\infty } =216.8\) K, 应用FLUENT\textregistered 14.0商业软件分别计算飞行马赫数为3, 4, 5和6时的外流场分布.

根据建立的红外窗口热环境计算模型, 进行了钝锥外流场的温度分布和压力分布, 如图23和图24所示. 从图23和图24中可以看出, 在超声速飞行时, 由于钝头对气流的阻滞作用很强, 在前缘会产生脱体弓形激波, 气流通过激波后, 波面前后出现气流参数突变, 波后气流速度突然减小, 因此压力、温度都突然升高. 脱体激波的前端与气流方向垂直, 为正激波; 脱体激波的外侧波面与气流方向成一倾斜角, 为斜激波. 气流通过正激波后, 空气压缩最强烈, 由于黏性阻力作用, 来流空气的动能几乎全部转化为热能, 使钝锥前缘的温度最高.斜激波的强度比正激波的弱, 斜激波在延伸中, 强度逐渐减弱, 延伸至一定地方便会减弱成弱扰动波, 因此, 在远离钝头驻点的壁面, 温度逐渐降低, 压力也逐渐减小到静止压力. 同时, 对比不同马赫数下温度和压力分布, 在激波后, 流场的温度和压力随马赫数的增大而升高.

在不同马赫数下, 在\(x=0.325 \) m剖面处温度与远场温度的比值\(T /T_\infty \)如图25所示, 压力与远场压力的比值\(p / p_\infty\)如图26所示. 从图25和图26可以看出, 温度和压力在近壁面处均产生剧烈的变化, 此处为激波层. 这是由于来流气体通过激波后, 波面前后出现稳定的气流参数突变, 激波波前的气流参数基本保持不变, 激波后的气流速度急剧降低, 从而导致温度和压力均突然增大. 对比不同马赫数下温度比值和压力比值, 随着马赫数的增大, 激波层的厚度越小, 激波层内外参数的变化也越剧烈.这是由于对于正激波, 认为完全气体的比热比\(\gamma \)为常数时, 激波的强度可用激波前后总压比\(\sigma _p \)表示, 即\(\sigma _p =[2\gamma Ma^2 -( \gamma - 1 )] / ( \gamma + 1 )\) (陆志良 2009).由此可见, 正激波前后流动参数的比值均只与波前来流马赫数\(Ma\)和气体的比热比\(\gamma\)有关, 来流马赫数越大, 激波强度也就越大, 因此, 激波前后气流参数的差值就越大. 对于斜激波, 其物理性质与正激波完全相同, 只是与正激波相比较弱.

不同马赫数下热流密度和对流换热系数沿对称轴的分布如图27和图28所示.从图中可以看出, 对于同一马赫数, 驻点处的热流密度和对流换热系数最大, 驻点后位置的热流密度和对流换热系数急剧降低, 距离尖锥头部分别为0.06 m和0.16 m以后位置的热流密度和对流换热系数几乎不变, 达到稳定, 这与文献(Muylaert et al. 1992)中得到的结果趋势相同. 这主要是由于来流在钝锥头部气体受到强烈的压缩, 产生脱体激波, 速度迅速降低, 由于黏性阻滞作用来流气体的动能几乎全部转化为内能, 导致头部有较大的热流密度和对流换热系数. 在锥体部分, 只有小部分的动能转化为内能, 热流密度和对流换热系数相对于驻点降低很多. 相对热流密度, 对流换热系数的变化趋势有一定延迟, 这主要是由于温度的传递需要一定的时间. 对比不同的马赫数, 马赫数越大, 热流密度和对流换热系数也就越大, 向飞行器传递的热量越多. 光学整流罩位于飞行器钝锥头部, 受气动加热影响非常剧烈, 容易发生破坏. 不同马赫数下, 光学整流罩处的对流换热系数如表8所示.

4.3.3 热结构响应模型的验证

Russell等(2003)研究了不同窗口材料在气动热下的热响应情况, 为了评估热结构响应模型计算的准确性, 选取文献中模型计算, 将研究结果与文献(Russell et al. 2003)中的计算结果进行对比.

文献中计算Dymasil窗口的热响应, 由于窗口的几何形状和边界条件均为对称的, 因此取窗口的1/4模型进行计算, 窗口结构和尺寸分别如图29和图30所示.

窗口的半长为32.57 mm, 半宽为5.08 mm, 厚为2.54 mm, 斜角为45\(^\circ\). 窗口采用Grafoil作为密封材料, 框架采用不锈钢, 控制室为铝合金. 外表面施加恒定热流密度1874 W/m\(^2\), 内表面绝热.

本文的计算模型、物性参数以及边界条件与文献中的尺寸一致, 最终的网格划分如图31所示.

图32给出了Dymasil材料窗口在恒定热流密度下的温度响应, 同时与文献(Russell et al. 2003)的结果进行了对比.从图32可以看出, 数值模拟得到的温度结果与文献吻合较好, 从而验证了所采用热结构响应模型的准确性.

4.3.4 CVD ZnS窗口热结构响应计算

为了预测导致红外窗口材料气动热结构失效的温度响应和热应力响应, 施加流场计算得到的对流换热系数来计算红外窗口10 s内的温度场、应变场和应力场.

4.3.4.1 CVD ZnS窗口的温度场

当飞行马赫数为3, 4, 5和6时, 窗口材料的热响应结果如图33所示. 从图 33可以看出, 不同马赫数下温度场分布基本一致. 温度最大值出现在窗口外表面中心处, 四边温度较低; 温度最小值出现在内表面四边处, 中心温度较高.温度由中心向四周, 由外表面向内表面依次降低.这是由于窗口外表面受到外流场气体的气动加热, 温度升高, 内表面温度升高主要由于窗口内部的导热造成, 因此窗口外表面温度高于内表面. 窗口内表面绝热, 窗口框架采用钛材料, 其热容量比窗口材料的热容量大, 相同加热情况下比窗口温度低, 因此, 窗口四边向窗口框架传递热量, 其温度比窗口中心温度低. 对比不同马赫数下温度分布发现, 马赫数越大, 窗口温度越高. 主要由于随着马赫数的增大外流场温度增大, 窗口处的对流换热系数和附近气体的温度越大, 气动加热越强烈.

4.3.4.2 CVD ZnS窗口的应变场

当飞行速度为马赫数3, 4, 5和6时, 窗口材料的热应变、弹性应变和总应变响应结果分别如图36\(\sim\)图38所示.从图36可以看出, 不同马赫数下热应变场分布基本一致, 且分布趋势与温度场相同. 热应变最大值出现在窗口外表面中心处, 四边应变值较低, 主要是由于温度分布不均匀产生的.从图37可以看出, 与热应变的分布趋势不同, 在窗口四周受约束的地方弹性应变较大, 尤其是在窗口台阶的拐角处, 主要由于受到机械约束的影响.而热应变和弹性应变共同决定窗口的总应变, 从图38可以看出, 总应变在窗口外表面和四边中心均较大. 对比不同马赫数的应变场发现, 马赫数越大, 热应变、弹性应变和总应变均越大. 原因在于马赫数越大, 窗口受到气动加热越强烈, 窗口内部温度梯度越大, 由此产生的热应变越大, 同时, 整体窗口温度升高导致 窗口应变增大, 对应的约束也就越强烈, 弹性应变增大, 总应变也增大.

5 红外罩材料的结构性失效研究

热冲击是结构性失效的主要因素, 由于热冲击破环理论有一定的局限性, 因此对材料进行热冲击破环实验的研究是非常必要的.抗热冲击性能研究的实验方法主要有两种: 一种是加热冲击, 包括电弧加热冲击(Zhang et al. 2013,Kumar et al. 2013)、火焰冲击(Wang et al. 1998,Natali et al. 2011)和激光冲击(Melookaran et al. 2012,Song et al. 2010)等; 另一种是热震, 包括气淬及其他介质淬火等(Bikass et al. 2012,Landwehr et al. 2009,Martinovic et al. 2010). 相对而言, 风洞实验能够较准确地模拟真实热环境如德国航空航天中心(DLR)的高焓激波风洞(HEG), 见图40(Hannemann & Beck 2002), 但是公开的数据较少. 同时, 风洞实验的成本非常高, 实现难度也较大, 需要其他一些相对成本较低, 比较容易实现的实验方法进行预测.

She等(2010)通过水淬实验研究了SiC陶瓷的抗热冲击能力与淬火温度、淬火次数和试样厚度的关系.研究结果表明, 淬火后的试样由于微观结构的桥接处裂纹数量增大, 如图41所示, 其残余应力随着淬火温度和试样厚度的提高而降低, 同时, 残余应力与淬火次数无关.

Levinea等(2002)研究了超高温陶瓷材料(UHTC)在氢氧火焰冲击下的抗热冲击性能, 结果如表9所示.

Kokini等(2002)通过连续的CO\(_{2}\)激光研究了在氧化钇稳定氧化锆上分别镀制不同热障涂层后的抗热冲击性能, 如图42所示. 研究表明, 在加热表面的水平裂纹的长度随着热障涂层层数的增大而降低, 热障涂层能够有效提高材料的抗热冲击性能.

Chen等(2009)通过淬水法研究了ZnS-SiO\(_{2}\)和含ZnO-ZnS-SiO\(_{2}\)复合陶瓷的抗热冲击性能, 加入ZnO后可以提高抗热冲击性能, 同时对热冲击损伤参数进行了模拟, 与实验结果吻合较好, 如图43所示.

He等(2016)在钨钾合金内掺杂金属钇, 期望提高钨钾合金的抗热冲击性能.研究结果表明, 适量的钇掺杂能够提高其抗热冲击性能, 但是过多掺杂会降低其抗热冲击性能, 掺杂量不宜高于0.5%(见图44).

对于ZrB\(_{2}\)-SiC基超高温陶瓷复合材料, 哈尔滨工业大学对其抗热冲击性能进行了一系列的研究(Jin et al. 2013,Meng et al. 2011).刘国仟(2009)通过淬火法研究了超高温陶瓷的抗热冲击性能和影响其抗热冲击性能的因素和规律(见图45). 结果表明, 淬火后的剩余强度主要由裂纹扩展深度决定, 表面裂纹密度的影响不大, 由于换热系数不同, 在不同介质中淬火实验的抗热冲击性能也是不同的; 同时, 通过有限元法对淬火过程进行分析发现, 影响材料热冲击破环的根本原因是表面换热速率.

王超(2009)对ZrB\(_{2}\)-SiC基超高温陶瓷复合材料热冲击破坏进行了实验和数值模拟的研究.

结果表明, 预氧化能够有效提高材料的抗热冲击性能.

中南大学对C/C复合材料镀制抗烧蚀涂层后的抗热冲击能力进行了一系列的研究(Yan et al.2010,Li et al. 2008).王雅雷(2012)采用CVD方法在C/C复合材料上镀制了碳化铪HfC涂层, 并通过氧乙炔焰实验研究了其热冲击失效过程, 如图46所示, 镀制多层HfC涂层后材料表现优越的抗热冲击性能.

李国栋(2006)采用CVD方法在C/C复合材料上制备了TaC/SiC多层复合涂层, 并分别采用低功率激光法和氧炔焰法研究了其抗热冲击性能. 结果表明, 双梯度的TaC/SiC多层复合涂层的抗热冲击性能比较优越. 另外, 中国科学院(Zhong et al. 2014)、山东大学(Wang et al. 2011)、西北工业大学(Qiang et al. 2012)等单位的学者也在热冲击实验方面开展了相关研究.

对于红外罩材料的结构性失效, 除热冲击是主要原因外, 在实际工作环境下的其他因素同样会导致其失效, 相关学者对材料在特定环境下的断裂韧性、断裂强度、相对密度、显微硬度、抗压强度等机械性能进行了测试(李玉斌2003,黄存兵 2005), 得到了规律性的结论.

Hingst和Koerber (2001)在海平面1000 m处对不同形状的红外窗口在马赫数为2.8 \(\sim\) 3.5范围内进行了温度测试, 其使用的材料包括Sapphire, Al\(_{2}\)O\(_{3}\), ZnS等.Klein等(2002)收集并分析了一定时期内4台力学测试设备红外传输材料的抗弯强度数据(见图47)发现, 断裂总是发生在拉伸表面中部的一定区域环内, 并向外传播.在假设断裂来自于随机分布的表面缺陷的基础上建立了描述实验失败概率的韦伯双参数模型, 对蓝宝石、金刚石、硫化锌等红外材料进行验证发现, 除了氟氧化物玻璃外均符合得非常好.

针对窗口的破坏原因,Osborne等(1994)对68个已损坏红外窗口样本进行了分析, 对窗口表面的破坏痕迹进行分类, 并对窗口材料进行了表面光度等测试, 经过汇总得出结论: 窗口破坏程度与安装中产生的压力、是否安装垫圈以及窗口的结构有关, 而窗口破坏最重要的因素还是应力. 文章指出, 窗口被破坏的主要原因是安装时的残余应力和在工作过程中逐渐增大的应力.

龚辉和李成富(1996)研究了连续CO\(_{2}\)激光对几种红外窗口材料的表面损伤特性.研究表明, 损伤机制在于杂质缺陷吸收造成的热冲击应力破坏, 并建立了损伤模型, 同时分析了热冲击应力破坏方式.针对窗口材料在实际工作环境中的破坏,Hobbs (2009)研究了蓝宝石、AlON和金刚石3种材料在水和沙子中的具体破坏情况, 然后通过电子显微镜观察表面磨损情况, 并应用光学仪器进行功能性检测, 如图48所示.

Joseph (2007)也进行了基底功能膜的雨滴侵蚀实验.同样针对在实际工作环境中的雨滴情况,Klocek和Taborek (2000)设计了一种以磷化镓为主要材料的窗口结构, 可以在实际应用中很好地抵抗雨滴的侵害.韩潇等(2006)评述了高速雨滴对红外透波窗口与整流罩的冲蚀磨损行为及其特殊表面载荷的应力波传播形式、损伤裂纹类型和力学机制, 介绍了雨蚀损伤的影响因素及评测方法和指标, 并指出了当前高速雨滴对红外透波窗口与整流罩的冲击磨蚀行为的研究方向.巨志高等(2005)对导弹高速飞行时, 空气动力加热使CVD金刚石高温氧化的现象、机理及抗氧化保护进行了研究.

6 红外罩材料的功能性失效研究

6.1 实验研究

红外罩材料的功能性失效主要指其光学性能的改变. 从20世纪30年代开始, 由于热辐射理论和黑体空腔理论的迅速发展, 国内外许多学者研究并测量了众多物质的辐射特性(Kaneko et al. 2004,Neuer & Jaroma-Weiland 1998,Zhao et al. 2007).根据发射率测试原理的不同, 可以把测量方法分为量热法、反射率法、能量法和多波长法等, 如图49所示(王新北 2007).

20世纪90年代,Lindermeir等(1992)设计了基于傅立叶红外光谱仪的实验装置, 该装置能既能测量物体的发射率又能测量物体的温度, 但是最高温度只能达到500 K, 其装置原理如图50所示.

Ravindra等(1998a, 1998b)利用半椭球反射镜反射计装置研究了硅和氧化硅在不同温度下的光谱辐射特性, 波长范围为0.8 \(\sim \) 20 \(\muup \)m. 随后, 他们基于同样的方法测量了高温半透明材料的温度、发射率、反射率以及透射率, 最高温度可以达到2000\(^{\circ}\)C, 测量的波长范围为1 \(\sim\) 20 \(\muup \)m (Ravindra et al. 2001). 进入21世纪以来,叶家福和郭少令(2000)基于椭球法测量了高温物体的发射率, 最高温度可达到5 000\(^{\circ}\)C.

Teodorescu等(2008)采用电磁加热的方式分别测量了1440, 1499, 1551和1605 K镍的法向光谱发射率, 波长范围为1 \(\sim \) 16 \(\muup\)m, 实验装置如图 51所示.

对于灰体或黑体来说, 发射率只取决于物体表面的属性和状态. 然而, 很多物质都是半透明或透明的, 其辐射具有体辐射特性, 辐射不仅来自表面, 更多来自体内辐射以及背景物体. 此外, 测定(半)透明物体的发射率时, 往往因背底辐射信号的干扰而使测试失真或具有不确定性(Campo et al. 2010), 严重影响物体发射率特性的研究与评估. 因此, 建立一套合理的透明或半透明物体发射率测试方法具有至关重要的意义.

Markham等(1990)提出了一种基于傅立叶红外光谱仪测量半透明材料的实验装置.该装置可以测量波长范围为1.6 \(\sim \) 20 \(\muup\)m的半透明物体的光谱发射率、定向半球反射率和光谱透射率, 最高温度可以达到2226 K.Sova等(1998)利用傅立叶红外光谱仪分别测量了蓝宝石、氮氢化铝、熔融石英、氧化钇和尖晶石材料的发射率, 测量的波数范围和温度范围分别为500 \(\sim \) 5 000 cm\(^{ -1}\)和600 \(\sim \) 2 000 K.Wang等(2010)提出了一种基于傅立叶红外光谱仪测量高温材料发射率的实验装置, 温度范围为100\(^{\circ}\)C \(\sim \) 2 400\(^{\circ}\)C, 波长范围为2 \(\sim \) 25 \(\muup \)m.

日本国立材料科学研究小组(Kim et al. 2009)采用积分球来测量透明氧化铝的光学性能, 准确的对材料的透过率、吸收率和反射率进行了测试和表征, 但是此方法受限于高温情况. 法国科学研究中心的研究小组(Rousseau et al. 2005)提出了一种采用高功率激光加热法测量高温下材料发射率的方法, 如图 52所示.

然而由于光斑尺寸的限制导致了在较大范围内加热不均匀, 存在温度梯度, 此外, 这种方法不能测量透过率, 还需要额外的部件才能实现.

德国应用能源研究中心Manara研究组(Manara et al. 2009)提出了黑体边界条件法来测量高达1 100 K以上物体的径向和半球发射率, 实验装置如图53所示.

尽管此种方法在高温下能同时得到3个光学参量, 但是由于样品的温度高于黑体的温度导致了较低的测量精度和可信度.

可以看出, 随着研究的深入, 学者们提出了不同的实验装置用于测量红外罩材料的光学性能变化及失效机理, 但是目前仍没有一种操作简单、适应性强而又测量准确的通用装置.

6.2 数值模拟研究

气动光学效应将会严重降低末端制导的红外成像质量, 包括高速流场对光传输产生的影响效应、激波与红外罩的气动热辐射效应以及光学整流罩的气动加热效应(马二瑞2013). 20世纪70年代, 美国便对气动光学效应展开了研究, 并将研究成果编制并出版了"Aero-optical phenomena"一书. 随后, 美国学者深入研究了气动光学效应的产生机理及其仿真计算, Sutton等(Pond et al. 1999,Sutton et al. 1994,Sutton 1985)首先对流场中气动光学基础进行了理论和应用研究, 并采用有关软件, 模拟了由于气动热作用产生的红外罩的热应力、热辐射效应和由于光线弯曲引起的光学效应.同时, 开发了一系列软件, 如表10所示.

此外, 其他国家的一些学者也对气动光学效应展开了大量的研究.德国的Renz和Bohn(2007)通过实验研究了亚声速流动时气动光学效应对定向红外对抗(DIRCM)系统的影响, 并采用有限元软件对机身中部的变折射率流场分布进行了研究, 得到了干扰激波畸变后的光强分布. 以色列的Frumker和Pade (2003,2004)提出了一种基于商业软件计算气动光学效应的方法, 实现了在流场计算结果与光学计算程序之间的数据传输, 用以模拟计算气动热环境的流场和光学整流罩的光学传输效应, 优化典型飞行条件下的红外成像像差.法国的Tromeur等(2003)采用大涡模拟(LES)方法模拟了马赫数分别为0.9和2.3湍流边界层的气动光学效应, 计算了密度场的相位畸变引起的相干光束湍流波动, 如图 54所示.可用于复杂的几何形状和物理模型, 并用来评估相位失真.

俄罗斯的Volkov和Emel'yanov(2006)研究了湍流边界层的大涡和因此产生的气动热效应, 计算结果用来计算湍流介质参数变化引起的相关光束的波前相函数.

国内对气动光学效应的研究较晚, 20世纪90年代开始对高速导弹红外制导光学窗口的气动光学效应进行研究, 但也取得了一定的进展.

哈尔滨工业大学的范志刚等(2007,2012)研究了光学窗口的光学传输效应理论, 在对窗口进行气动热环境模拟的基础上考虑材料的外形和光学性质的变化, 建立了相关的光线追迹模型, 并编制了相应的程序, 计算了光线在气动加热环境中非均匀介质传输前后的光程差, 并对其像素质量进行了评价; 同时, 采用有限光线和"热瞳"的概念建立了光学整流罩在气动加热环境中的热辐射传输计算模型, 研究了光学整流罩自身热辐射产生的干扰光线在红外成像系统内的传输, 得到超声速流动下非均匀温度分布的光学整流罩自身热辐射在红外成像系统接收面的辐照度云图, 如图55所示. 结果表明, 光学整流罩的干扰辐射在飞行几秒内将淹没目标辐射, 因此, 要特别重视光学整流罩的气动热辐射效应.

华中科技大学的杨文霞等(2009a,2009b)针对超声速飞行器产生的气动光学效应进行了分析和计算, 分别利用流体计算CFD软件、变折射率流场的光线追迹法和傅立叶理论计算了外流场参数、红外光线在变折射率流场中的传输路径和气动光学效应的传输函数并得出结论, 气动光学传输函数的幅度响应函数具有两个特性: 低通特征(导致图像模糊)、非线性(导致红外成像非线性偏移); 将计算的气动模糊图像与风洞实验测量的图像对比, 如图 56所示, 结果验证了理论分析方法的合理性; 随后, 提出了一种改进的Landweber迭代方法对经气动光学传输后的模糊图像进行了复原计算, 结果表明, 改进的迭代方法具有较高的计算效率, 能够更好地对图像进行复原.

中国航天科工集团的费锦东等(陈澄和费锦东 2005,陈连忠等 2009)对气动光学效应进行了数值模拟和实验研究, 同时考虑光线追迹法和物理光学法分析了高速流动的湍流引起的图像偏移和图像模糊, 其仿真计算结果与工程计算结果吻合较好; 同时, 利用电弧风洞对超声速流动下红外罩的气动热环境进行了模拟, 并用高速红外热象仪测量了所跟踪目标的热辐射强度, 初步揭示了气动加热作用对红外罩中光线传输的作用.

国防科技大学的易仕和等(易仕和等2002,朱杨柱等2013,Gao et al. 2014)对超声速自由旋涡气动窗口的流场、折射率和光程差进行了研究.结果表明, 光学窗口在气动加热情况下产生变折射率, 引起气动透镜效应; 当激光束沿自由旋涡气动窗口的光轴附近传输时, 由旋涡造成的光畸变最小; 通过实验分别测量了马赫数为3.8时有喷流和无喷流的光学整流罩的气动光学波前畸变, 通过光线追迹法研究了在一定波长处平面光波与光学窗口垂直时穿过流场后的光程差分布和有无喷流状态对光程差分布的影响.

7 发展趋势与展望

本文对高速飞行器红外罩材料气动热力失效机制的相关研究进行了综述, 可以得出以下结论:

(1) 材料方面, 经过多年的研究, 目前已经获得复杂工作环境下红外罩材料的强度与光学特性的变化规律, 但仍需进一步挖掘材料内部特征, 优化结构及设计, 并加大力度开发新型红外罩材料; 而随着高速飞行器的发展, 红外探测系统需要完成更全面的探测任务, 涵盖不同的辐射波段, 这也对红外罩材料提出了更高的要求.

(2) 在气动热力环境下, 红外罩材料处于复杂的热力耦合场作用中, 其光学性能与力学性能都会有一定的变化.目前对于其变化规律大部分基于数值模拟与实验研究, 相关理论模型并不完善, 对其中的变化机理仍需进一步探索.

(3) 由于大部分红外罩材料处于极端环境下, 其失效过程耦合了多种复杂的物理及化学因素.当前将其失效划分为结构性失效与功能性失效进行研究是为了考虑主要因素, 因此仍需深入研究其内在机理, 综合考虑各种因素.

红外罩材料作为高超声速飞行器及精确制导武器的必要组成部分, 对相关设备的正常运行起着至关重要的作用.而针对红外罩材料的研究是一门包含材料力学、流体力学、热力学、材料学等在内的交叉学科.无论是针对红外罩材料性能、热力环境、结构还是失效的研究, 其最终目的是为了制造出满足多种需求的红外罩材料. 因此, 如何综合考虑影响红外罩材料工程实际的各项因素和性能需求, 进行多学科间的交叉研究, 最终获得一种能够结合力学设计、性能设计、热防护设计等为一体的协同设计方法, 建立多约束条件下的红外罩材料设计理论, 是当前红外罩材料领域内的研究重点, 仍需相关学者进行深入研究.

The authors have declared that no competing interests exist.

作者已声明无竞争性利益关系。

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参考文献

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