空气动力学拉法尔结构实验

空气动力实验
报告
拉阀尔喷管沿程M数分布试验及
二维斜激波前后气流参数测量试验
北京航空航天大学流体力学研究所
2008年8月
拉法尔喷管沿程M 数分布试验指导书
一. 实验目的：
了解暂冲式超音速风洞的基本工作原理，掌握拉伐尔喷管产生超音速的流动特性，根据沿拉法尔喷管各截面静压的测量值，确定沿喷管的M 数分布。

二. G1超音速风洞系统工作原理：
图1为G1超音速风洞系统原理图，G1超音速风洞是由气源和洞体两大部分组成。

气源部分由空气压缩机、油水分离器、单向阀、纯化器和储气罐组成。

特别需要指出的是，气体经拉阀尔喷管到实验段是一个膨胀加速过程，气体到达实验段时的温度和密度会很低，此时若空气中含有水分和油的话，水汽就会凝结从而影响试验的精确性，而油分会增加这种凝结的危险性。

所以油水分离器是超音速风洞致关重要的一个装置。

G1超音速风洞洞体部分由调压阀、稳定段、拉阀尔喷管、实验段、第二喉道和扩压段组成。

1. 调压阀：由于压缩空气不断的从储气罐中流出，气罐内的压力就要不断地下降，为了保证稳定
段内的总压P 0不变，使用调压阀调节气流的流通面积，使其逐步开大来满足稳定段总压的恒定。

2. 稳定段：经调压阀进入稳定段的气流是及不均匀的，气流中有许多旋涡存在。

稳定段的作用就
是对这些不均匀气流进行调整。

由于稳定段的截面尺寸是风洞洞体中最大的，因此气流进入稳定段后流速降低，另外稳定段内还装有蜂窝器和阻尼网，其作用是粉碎气流中的大旋涡从而使气流均匀。

3. 拉阀尔喷管：拉阀尔喷管是超音速风洞产生超音速气流的关键部件，见图1，它是一个先渐缩后
渐扩的管道装置，喷管的最小截面称为喉道，在喉道处气流达到音速。

对于定常管流，流过任一个截面的流体质量都是相等的，即，)(常数C vA =ρ，式中密度ρ、速度v 和截面A 处于流
管同一截面内，对C vA =ρ式取对数，再微分，得：
0=++
A
dA v dv d ρρ
， （2-1）
由定常一维流动的欧拉运动方程： ρ/dp vdv -= （2-2）
及声速的微分形式：2
/a d dp =ρ，（p 及ρ的变化规律为绝热等熵过程）合并为
v
dv a v d 22-=ρρ
或 v dv
M d 2-=ρρ 代入式（2-1）得： A dA
v dv M =
-)1(2 （M 为马赫数，a v M /=） (2-3) 式（2-3）即为一维可压缩流在变截面管道中等熵流动的基本关系式，该公式说明，在高速气流
中，要使得流速增加，0/>v dv ，面积变化A dA /该增该减要看当时得M 数。

如果管内气流流动是亚音速的（即M<1 ），式(2-3)的左侧系数为负，则应有A dA /<0，即管截面应收缩。

如果管内气流流动是超音速的（即M>1 ），式(2-3)的左侧系数为正，则应有A dA />0，即管截面应扩张。

而在音速截面处，M=1，应有dA=0。

上述结果表明要想把亚音速气流加速成为超音速气流，管道结构必须是先收缩后扩张，这一点是产生超音速气流的必要条件。

4. 实验段：是安装模型进行试验的场所，实验段内模型试验区域的流场在方向上和数值大小要很
均匀。

实验段两侧开有观察窗，在超音速试验中，常需要使用光学测量方法，所以观察窗须使用光学玻璃。

在实验段侧壁上开有测压孔，用来测量实验段内的静压。

另外模型的最大迎风面积与实验段的截面积之比要按照超音速气流的流动规律严格控制。

因为当实验段的有效通流面积小于上游拉阀尔喷管喉道面积时，风洞气流音速将产生于实验段的最小截面处，而在模型前面就得不到超音速气流，这种状况称为风洞“雍塞”。

5. 第二喉道和扩压器：第二喉道（见图1）的作用是使超音速气流减速到亚音速，其减速的原理是
将第二喉道设计成当超音速气流通过第二喉道上游时，超音速气流受到轻微的压缩而产生几道较弱的斜激波，当超音速气流穿过斜激波后变成较低M 数超音速气流。

当到达第二喉道稍稍下游的位置时，超音速气流又产生一道较弱的正激波，气流通过正激波后降为亚音速气流。

气流在第二喉道降为亚音速之后，经扩压器进一步的减速，同时静压升高以适应风洞出口的反
压（此处为大气压），使气流顺利排出，这样，就使稳定段内所需压力（即总压）大大降低。

三. 实验原理：
流体中某处受外力作用，使其压力发生变化，称为压力扰动，压力扰动就会产生压力波，向四周传播。

其传播速度的快慢取决于流体的密度和压缩性。

当这种扰动所引起的流体压力和密度的变化很微弱时，我们称之为微弱扰动。

声音在流体中的传播就是一种微弱扰动。

由流体连续性方程和动量方程可推导出声速a 的关系式为：
ρd dp a =。

（3-1）
在微弱扰动传播过程中，流体的压力、密度和温度的变化很小，过程中的热交换和摩擦力均可不计，因此，声音传播过程可视做绝热等熵过程，对等熵过程压强和比容的关系式有：
C p
k
=ρ
（3-2）
对此式求微分得：
ρρp k d dp =，代入（3-1）式得：ρ
p
k a = （3-3） 式中k 为气体绝热指数，v p c c k =，c p 为定压比热，c v 为定容比热，空气的k=1.4。

已知气体状态方程： RT p ρ= （3-4） 再用式（3-4）代入式（3-3）可得：kRT a =
（3-5）
式中R 为气体常数，()()111-=-=k c k c R v p ，空气的R=287(J/kg ·K)。

对于绝热等熵变化过程，就终点2和起点1由式（3-2）建立关系有：
k
p p 1
1212⎪⎪⎭
⎫ ⎝⎛=ρρ （3-6） 合并式（3-2）和式（3-4）代入式（3-6）得终点与起点的温度比和压强比或与密度比的关系式：
1
1211212--⎪⎪⎭
⎫ ⎝⎛=⎪⎪⎭
⎫
⎝⎛=k k
k p p T T ρρ （3-7）
由式（3-7）可知，只要规定了任何一个参数的终点与起点之比值，其余所有状态参数之比值就都确定了，只要用式（3-6）或式（3-7）就可以计算出来。

将热力学第一定律用于流动中的流体微团，则热力学第一定律可写成：
vdv dp pd du dq +++=)/1()/1(ρρ （3-8） 对于一维定常管流，流体微团的流动可看成是等熵流动，则dq=0，式（3-8）可写成： 0)/1()/1(=+++vdv dp pd du ρρ，对此式积分有：
常数=++2)/(2v p u ρ （3-9）
式（3-9）中：h p u =+)/(ρ，h 是热力学里的一个状态参数，称为焓，它表示热含量的意思，其物理含义为内能的变化及做功消耗的热量。

所以式（3-9）又可写成：
常数=+22
v
h （3-10）
式（3-10）即为一维定常管流的能量方程。

当c p 为常数时，T c h p =，则式（3-10）可写成：
常数=+22v T c p （3-10a ） 式（3-10）同样可以用于同一流管任何两截面的参数计算，即
222
22211v T c v T c p p +=+ （3-10b ）
式（3-10）的焓代表微观的热力运动所含有的能量，而22
v 则是宏观运动的动能。

该式表明这两种
能量之和为一常数。

由式（3-10），当速度等熵的降为零，此时对应的焓达到最大值，我们称之为总焓或驻点焓，记为h 0。

对应的其它参数，如温度、压强、密度等，我们称之为总温、总压、总密度，记做T 0 、P 0、0ρ。

从式（3-10）可以看出，速度增大，相应的焓值或温度必下降。

给定一个总温之后，速度所能达到的最大值是： 0max 2T c v p =
（3-11）
这时的气流温度降为绝对零度，所有的焓都变成了宏观的动能。

式（3-10a ）中的常数现在可以改为0T c p 或2
max v ，则可把式（3-10a ）改写成：
022T c v T c p p =+，或 222
max 2v v T c p =+， （3-12）
将⎪⎭
⎫
⎝⎛-=1k k R c p 代入式（3-12）并比较式（3-5）得： 2
max 222
1121v k a v =-+ （3-13）
和总参数（P 0、0ρ、T 0）相对的是流动过程中任何一点的当地热力参数p 、ρ、T ，这些称为
静参数。

式（3-10）虽可就流管的任何两点建立相等关系，但任意取一点做参考点不如取总参数点即驻点做参考点来得方便。

取驻点做参考点的话，任意一点的当地温度T 与总温之比可以写成一个很整齐的式子。

由式（3-12）得；
T
c v T T p 2
0211+=， 即 ()()22220211211211M k a v k kRT v k T T -+=-+=-+= （3-14） 作为等熵流动，有了温度比就可以有压强比。

用式（3-7）和式（3-14）得：
1
k k
20M 21k 1p p -⎪⎭
⎫
⎝⎛-+= ， 或 ]1)[(12
10--=
-k
k p
p k M （3-15）
同样密度比为：
1
120211-⎪⎭
⎫ ⎝⎛-+=k M k ρρ （3-16）
而总温和静温关系式为：
⎪⎭
⎫ ⎝⎛-+=20211M k T T （3-16a ） 当一维恒定等熵气流中某一断面上的速度恰好等于当地声速时，该断面上的参数就称为临界参
数，用下角标“*”表示。

如，*p 、*ρ、*T 等，在此断面上*a a v ==（*a 为某个总温0T 下的临界声速），M=1，该断面称为临界断面。

用临界参数*p 及M=1代入式（3-15）得：1
0*12-⎪⎭⎫
⎝⎛+=k k
k p p （3-17）
用临界参数*ρ及M=1代入式（3-16）得：1
10*12-⎪⎭
⎫
⎝⎛+=k k ρρ （3-18）
用临界参数*T 及M=1代入式（3-16）得： ⎪⎭
⎫
⎝⎛+=120*k T T （3-19） 据此我们只要知道总参数、临界参数就可以利用式（3-12）~式（3-15）计算出一维等熵流任意
断面上的参数。

在第二节中对式（2-3）A
dA
v dv M =
-)
1(2
的分析表明要想把亚音速气流加速成为超音速气流，管道结构必须是先收缩后扩张，这一点是产生超音速气流的必要条件。

这种先收缩后扩张的喷管称
为拉阀尔喷管。

在喷管的最小断面处——喉部气流达到声速，然后在扩张段加速达到超音速。

拉阀尔喷管的质量流量：
***A a vA q m ρρ==，从而有
M
a a v a A A 1*****ρρρρ==， 其中：
1
1
21
100**21112--⎪⎭
⎫
⎝⎛-+⎪⎭
⎫ ⎝⎛+==k k M k k ρρρρρρ [由式（3-16）和式（3-18）可得]
⎪⎭
⎫
⎝⎛-+⎪⎭⎫ ⎝⎛+===200***21112M k k T T T T T T a a [由式（3-14）和式（3-19）可得] 由此可得到：
()
121
22
1
1122
111*211121211121-++-+-⎥
⎦⎤⎢⎣⎡⎪⎭⎫ ⎝⎛-+⎪⎭⎫ ⎝
⎛+=
⎪⎭
⎫
⎝⎛-+⎪⎭
⎫ ⎝⎛+=k k k k M k k M
M k k M A A （3-20）
由上式可求得不同断面积上过流的马赫数M 大小。

四. 试验过程（步骤）：
1. 参观G1超音速风洞和气源设备
2. 把压力传感器与待测的静压孔相连，并把导线与电桥盒相连。

3. 将直流放大器预调平衡。

4. 开启微机，把采样和计算程序调入微机内存，并输入有关的数据。

5. 开启风洞，打开电动密闭阀（其作用是防止储气罐内的压缩空气泄漏的），而后打开调压阀，
内的空气压力至实验所须的总压P 0（近似为总压），当气流稳定后，发指令使微机采样。

6. 风洞停车，打印或拷贝试验数据。

注意：启动风洞前应注意风洞气流出口处是否畅通，学生不能站到风洞出口处，以免发生意外。

稳定段内的高压气体经拉阀尔喷管膨胀加速，在试验段内达到试验所需M 数的均匀超音速气流，而后超音速气流经第二喉道降为亚音速气流，最终经扩压段减速增压后排入大气。

在拉阀尔喷管的侧壁上沿轴向等间距开一排静压孔，用来测量静压P i ，其中P 0为稳定段内压力可近似当做气流总压， M 数可按等熵流关系式来计算。

另外P 2、P 15为实验段内尖劈上表面气流静压和风速管驻点压力。

拉法尔喷管沿程M 数分布实验报告
试验时测得拉阀尔喷管的侧壁上沿轴向任一静压孔处的压力值为P i ，则该测压孔处的静压P 可按下式计算：
P=P a +P i (1)
式中：P a 为大气压强，（1）式中P i 可正可负，若P i <P a 时，P i 为负。

由稳定段经拉阀尔喷管到试验段的气流近似可认为是绝热等熵过程，因此测点处气流M 数可根据测出的静压按式（3-15）]1)[(
5]1)[(12
2857
.0010-=--=
-p
p p
p k M k
k （空气k=1.4）求得： 式中：P 0为气流总压，近似等于稳定段内的压强（因为稳定段内的流速很低，静压近似等于总压），这个压强可用压力表读出(应该注意，压力表读出的数值为表压，计算时，应换算成绝对压力，即，表压加上一个大气压P a 。

)。

另外还可由P ＋**号数据文件中查到。

五. 测定数据和整理：
1. 大气压强P a =__________________________________________ N/m 2
2. 总压P 0表=_____________________________________________ N/m 2 P 0=P 0表+P a
3. 总压、沿管壁静压和尖坯压力数据文件
P ＋**号数据文件为采集的原始压力数据，第一列为采集时间，依次为气流总压(P 0)、尖坯总
压('
02p )、尖坯静压(P 2)、侧壁1、侧壁2、侧壁3、侧壁4……侧壁19点数据；取第十二秒钟的压力数据作为计算数据。

按测定的压力数据计算M 实，并按给出的A/A *，用式（3-20）算出M 理，用坐标纸画出P/P 0，M 实和M 理沿喷管轴线的变化（已知两个测孔间的距离为2cm ）。

二维斜激波前后气流参数测量试验指导书
（白涛）
六. 实验目的：
了解斜激波产生的机理，认识斜激波和正激波的差异，测定超音速气流绕过二维尖坯时，斜激波前后的气流参数，例如，静压、总压、M 数等。

用纹影仪观察超音速气流绕流二维尖坯时的附体激波。

测量斜激波的激波斜角，验证斜激波关系式。

七. 实验原理：
气体中微弱扰动是以当地音速向四周传播的。

飞行器以亚音速飞行时，扰动传播速度比飞行器飞行速度大，所以扰动集中不起来，这时整个流场上流动参数（包括流速、压强等）的分布是连续的。

而当飞行器以超音速飞行时，扰动来不及传到飞行器的前面去，结果前面的气体受到飞行器突跃式的压缩，形成集中的强扰动，这时出现一个压缩过程的界面，称为激波。

经过激波，气体的压强、密度、温度都会突然升高，流速则突然下降。

压强的跃升产生可闻的爆响。

激波就其形状来分有正激波、斜激波、离体激波、圆锥激波等。

作超音速飞行时，尖前缘的超音速机翼产生斜激波。

斜激波是一种波阵面与飞行器的运动方向成一个斜角的那种平面波，它相当于用尖坯“铲”气体而造成的压缩突跃。

在G1超音速风洞实验段中，放置一个尖顶角δ为21o
38¹
的二维尖坯（见图3），当马赫数为1M 的一股均匀超音速气流，绕
流流过尖坯时，在尖坯头部会产生斜激波，在尖顶角δ足够小的条件下，为附体斜激波。

气流通过
斜激波后流动方向发生偏转，折转了δ角，变成了平行尖坯壁面的流动。

与此同时，流动M 数下降，压力、密度和温度上升，总压下降。

现依斜激波波阵面方向，将来流速度1v 分解成与波阵面垂直的分速n v 1和与波阵面平行的分速t v 1；2v 也分解作n v 2和t v 2（见图3）。

依斜激波前后状态参数得质量方程有： n n v v 2211ρρ= （7-1） 先计算斜激波切向运动的动量关系。

因为在斜激波波阵面切向没有压力差，所以其切向动量方程式：
0222111=+-t n t n v v v v ρρ （7-2） 代式（7-1）入式（7-2）得： t t t v v v ==21 （7-3）
上式表明，气流在越过斜激波时，切向分速是没有变化的。

而法向分速经激波是有突跃的，即由n v 1突跃变为n v 2。

切向分速既然没有变化，合速2v 便折转了一个角δ（见图3），因而波后的气流应与尖坯表面平行，所以气流折角δ是直接由尖坯表面斜角δ规定的。

当波前1v （M 1）确定之后，斜激波波阵面法向分速应有多大的突跃，是被波后气流应平行于尖坯表面这个边界条件所决定的。

所以斜激波的激波斜角β（斜激波波阵面与来流指向之间的夹角，见图3）正是被这个δ角所决定的。

接下来计算法向的运动，斜激波法向动量方程有:
2
2222111n n v p v p ρρ+=+ （7-4）
1p 、2p 为斜激波前、后静压，1ρ、2ρ为斜激波前、后密度。

由上式及式（7-1）推导出压强比的公式有：
⎪⎪⎭⎫
⎝
⎛-+=⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-+=212121121
21112
1111ρρρa kv v
v p v p p n
n n
n （7-5）
由于在激波层内的气体被压缩过程可以认为是绝热的，故通过激波层的能量方程可写成：
2
22
211211212ρρp k k v p k k v n
n -+
=-+ 或 21112122*22222121n n n n n a k k k a v k a v -+=-+=-+（n a v *=） （7-6） 式中1a 、2a 、n a *分别是波前、波后与斜激波相对应的临界声速。

将式（7-4）改写成：()n n n n n v v v p p v v 2111122
22211-=-=-ρρρ
因此有： n
n n n n n n kv a kv a v p v p v p p v v 12
122
2111222111221-
=--=-=-ρρρ （7-7） 由式（7-6）有：212*212121n n v k a k a --+=； 222*2
22121n n v k a k a --+=，将此二式代入式（7-7）
整理后得：()n n n n n n n v v k
k v v a k k v v 21122*2121
1121--+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-+=-； 上式中n n v v 21≠，因而有：
k k v v a k k n
n n 211
21122*+=⎪⎪⎭
⎫ ⎝⎛+；于是得：n n n v v a 212*= （7-8） 将式（7-8）代入式（7-5）得：()
2
*212
1212*121112111n n n n n a v a k v a p v p p -+=⎪⎪⎭
⎫ ⎝⎛-+=ρ； （7-9） 上式中：21
1111a k
RT p ==
ρ；则式（7-9）可改写成： ()⎪⎪⎭⎫ ⎝
⎛-+=⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-+=-+=212
*21212*21212*212112111a a M k a a a v k a v a k p p n
n n n n n （7-10） 由第三节已知：
⎪⎭
⎫
⎝⎛-+⎪⎭⎫ ⎝⎛+===21100*1*1*21112n n n n n M k k T T T T T T a a ，代入式（7-10）得： 1
112111221212
112+--
+=+--+=k k a v k k k k M k k p p n n （7-11） 式中：n T 0、n T *为仅计及气流法向运动的总温（或部分总温）和与之对应的临界静温；n M 1为斜激波波前法向马赫数。

由图3可知，βsin 11v v n =，代入式（7-11）可写成：
1
1sin 1211sin 122
21
2122112+--+=+--+=k k M k k k k a v k k p p ββ （7-12） 式中β为斜激波与来流方向之间的夹角，也称之为激波斜角。

式中1p 、2p 可通过实测得到。

式（7-12）中的M 1可通过式（3-15）计算出：]1)[(12
11
011--=
-k
k p p k M
式中1p 为斜激波波前静压，01p 为斜激波波前总压，可用稳定段气流总压代替。

在已知1p 、2p 和1M 的条件下，根据式（7-12）可计算出激波斜角β。

当流体介质为空气时，空气的绝热指数k=1.4，式（7-12）可改写成：
1667.0sin 1667.12211
2
-=βM p p （7-12a ） 式（3-15）可改写成： ]1)[(
52857
.01
011-=p p M （3-15a ） 由式（7-5）和式（7-12）有：
11sin 1
21sin 12
212122112+--+=⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-+=k k M k k kM p p βρρβ 将上式整理得： ()()β
β
ρρ2
2122121sin 1sin 12M k M k +-+= （7-13） 于是得斜激波前后的温度比为：
()()⎪⎪⎭
⎫ ⎝⎛+-+⎪⎭⎫ ⎝⎛+--+==βββρρ2212212
21211212sin 1sin 1211sin 12M k M k k k M k k p p T T （7-14） 式中：1T 、2T 为斜激波前后静温。

由式（7-14）及总温和静温之比关系式（3-16a ）得：
()()()⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛+-+⎪⎭⎫ ⎝⎛+--+=⎪⎭⎫ ⎝
⎛-+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-+=βββ22122122121221002sin 1sin 1211sin 12211122M k M k k k M k k M k M k T T T T 将上式整理得：1
2
sin cos 12
1sin 12122212212212122-+-+---+=k M M k M k k k M M βββ （7-15）
当流体介质为空气时，空气的绝热指数k=1.4，式（7-15）可改写成：
5
sin cos 51sin 752
212212
212122
++-+=ββ
βM M M M M （7-15a ） 斜激波前后的总压（驻点压力）比可从正激波前后总压比的关系式入手。

设01p 、02p 为正激波前后
的总压力，则总压比为：
01
1122020102p p
p p p p p p = （7-16） 式中202p p 、011p p 可用等熵关系代入，由式（3-15）有：
1
22202211-⎪⎭
⎫ ⎝⎛-+=k k
M k p p ， （7-17）
()1
21011122
-⎪⎪⎭
⎫ ⎝⎛-+=k k M k p p （7-18）
由式（7-12）可看出，当β=π/2时，就是正激波前后静压比的关系式：
1
1122112+--+=k k M k k p p （7-19）
同样式（7-15）也可变为： 11
212
212122---+
=
M k k
k M M （7-20） 将式（7-17）~（7-20）代入式（7-16）得：
1
1
2
1
1
212101
02111
221121---⎪⎭⎫ ⎝⎛+--+⎥⎥⎥
⎥⎦
⎤⎢⎢⎢⎢⎣⎡-++=k k k
k k M k k M k M k p p （7-21）
式（7-21）即为正激波总压比关系式。

由于斜激波的波前马赫数ββsin sin 11111M a v a v M a
n n ===，将式（7-21）中的1M 变换为βsin 1M ， 即得到斜激波总压比关系式：
11
2
211
221221010211sin 12sin 211sin 21---⎪⎭
⎫ ⎝⎛+--+⎥⎥⎥⎥⎦
⎤⎢⎢⎢⎢⎣⎡-++=k k k
k k M k k M k M k p p βββ （7-22） 至此在测量出1p 、2p 、01p 和依据式（3-15）计算出斜激波波前马赫数1M ，并根据式（7-12）可计算出激波斜角β后，由式（7-22）可计算出斜激波波后总压02p 。

另外由图3可以发现斜激波波后总压02p 本可以用尖坯上表面的总压管测得，但由于该总压管
前出现了正激波，因此该总压管实际测得的数值为正激波波后的总压'
02p ，由式（7-21）正激波总压比关系式得：
1
1
2
21
222202
'02
111221121---⎪⎭
⎫ ⎝⎛+--+⎥⎥⎥
⎥⎦
⎤⎢⎢⎢⎢⎣⎡-++=k k k
k k M k k M k M k p p （7-23）
式（7-23）中M 2为斜激波波后马赫数，而斜激波波后总压02p 即相当于尖坯上表面总压管前的正激波波前总压，'
02p （尖坯总压）即为正激波波后的总压。

又由式（7-17）可知： 1
22202211-⎪⎭
⎫
⎝⎛-+
=k k M k p p 代入式（7-23）得：
1
12
21
222'02
111221---⎪⎭
⎫ ⎝⎛+--+⎥⎦
⎤
⎢⎣⎡+=k k k
k k M k k M k p p （7-24a ）
将空气的绝热指数k=1.4代入式（7-24a ）得：
[]
()
5
.222
7
2
5
.2225
.32
22
'021
792.1664.24.04
.28.22.1-=
⎪
⎭⎫ ⎝⎛-=-M
M M M p p （7-24b ）
注：P ＋**号数据文件为采集的原始压力数据，第一列为采集时间，依次为气流总压(P 0)、尖坯总压
('
02p )、尖坯静压(P 2)、侧壁1、侧壁2、侧壁3、侧壁4……侧壁19点数据；取第十二秒钟的压力数据作为计算数据。

10 八. 实验设备：
1. G1超音速风洞系统：见《拉阀尔喷管沿程M 数分布试验》。

2. 模型：在矩形实验段内装有一个尖顶角δ为21o 38¹的二维尖劈，攻角为零。

见图3。

3. 纹影仪：采用透镜式纹影仪，主透镜的直径为80mm ，焦距为500.2mm ，见实物。

九. 实验步骤：
1. 调节纹影仪：将纹影仪在平台上排开，对齐光轴，并使它与风洞轴线垂直。

2. 决定刀口切割方向并相应地调整狭缝方向。

3. 接通电源，用调压器把纹影仪光源的电压调到24V 。

4. 调节纹影仪与反光镜之间的距离和相互位置。

5. 调整毛玻璃与观察镜的相对位置，用毛玻璃观察实验激波。

6. 启动风洞，待总压稳定后，拍摄激波形状及位置。

7. 试验完毕后，把纹影仪光源的电压缓慢的减小到最小，而后关闭纹影仪开关，切断电源。

8. 风洞停车，记录下微机屏幕上试验数据和大气压力。

二维斜激波前后气流参数测量实验报告：
1. 计算斜激波波前、波后的总压压强比0102p p ；
2. 计算斜激波波前、波后的静压压强比12p p ，并由此推算出实验段的来流M 1数。

3. 依据P 2（尖坯静压）/P 1(侧壁17点数据)和M 1计算激波斜角β，以及斜激波波后马赫数M 2（或由式（7-24b ）计算）。

4. 依据测量出的01p 、1p ，用（7-12）式计算得到斜激波波前马赫数M 1，以及给出的气流折角δ（即尖坯顶角）从图7-50～图7-53上量测出激波斜角β、0102p p 、12p p 和斜激波波后马赫数M 2，并将这些查图数值与实际测量计算值作比较。

测定数据和整理：
大气压力：=a p N/m 2 斜激波波前总压：001p p p a ∆+= N/m 2 斜激波波前静压：11静p p p a ∆-= N/m 2 斜激波波后静压：22静p p p a ∆-= N/m 2
斜激波波后总压：'0202p p p a ∆+= N/m 2。