沖擊波與液滴相互作用特性研究

劉貴兵， 侯海量， 朱 錫

(1. 海軍工程大學(xué) 艦船工程系， 武漢 430033； 2. 中國人民解放軍 92941部隊， 遼寧 葫蘆島 125001)

沖擊波與液滴相互作用特性研究

劉貴兵1，2， 侯海量1， 朱 錫1

(1. 海軍工程大學(xué) 艦船工程系， 武漢 430033； 2. 中國人民解放軍 92941部隊， 遼寧 葫蘆島 125001)

為分析細水霧對艦船艙內(nèi)爆炸強沖擊波的耗散作用與機理，采用有限元仿真方法建立二維空間內(nèi)沖擊波作用于液滴的模型，分析沖擊波與液滴相互作用的過程，分析過程中壓力波以及液滴形態(tài)的變化。結(jié)論如下：高馬赫數(shù)沖擊波和低馬赫數(shù)沖擊波作用于液滴的破碎特性有兩種較為典型的模式，反射波和透射波的變化受沖擊波速度影響較大；低馬赫數(shù)沖擊波作用時，繞射波延伸較近，環(huán)流衍生成的低壓區(qū)面積較小，過程進行較為緩慢，高馬赫數(shù)沖擊波作用時則相反。液滴破碎歷程大致可分為四個階段：鈍化變形階段、“人”字形變形階段、拉長階段和破碎階段，各階段特征明顯；液滴的變形至破碎相比沖擊波的傳播過程呈現(xiàn)明顯滯后性，沖擊波傳播過程迅速，產(chǎn)生的氣動力持續(xù)影響液滴的形態(tài)變化。

沖擊波； 液滴破碎； 壓力波； 透射波； 反射波

導(dǎo)彈穿透舷側(cè)外板在艦艇艙內(nèi)爆炸，是艦艇結(jié)構(gòu)的最重要的毀傷載荷形式[1]，進行艙內(nèi)爆炸下抗爆方法的研究與探索具有重要的理論價值和應(yīng)用前景。目前艦艇抗爆設(shè)計主要有兩種方法：泄爆、隔爆。泄爆主要是指膨脹泄壓，即設(shè)置空艙、長走廊等以空間距離衰減耗散爆炸產(chǎn)物、沖擊波的強度和能量，以空間容積耗散降低準靜態(tài)氣壓的壓力，如水下爆炸防護結(jié)構(gòu)中的膨脹空艙[2-3]，大中型艦艇舷側(cè)設(shè)置的長走廊等。

隔爆主要針對爆炸沖擊波而言，分為兩種思想：① 采用抗爆吸能結(jié)構(gòu)耗散爆炸載荷的沖擊能量，以達到保護重要艙室的目的，例如，以角錐桁架、矩形蜂窩、四邊形蜂窩、波紋板等為芯層的多層夾芯板[4-6]，優(yōu)化的加筋板[7]和雙層板架結(jié)構(gòu)[8]，基于薄膜變形的柔性疊層板結(jié)構(gòu)等；② 在爆炸沖擊波的傳遞途徑上設(shè)置其它介質(zhì)相，利用沖擊波在不同介質(zhì)間界面上的入射、反射等現(xiàn)象，耗散沖擊波能量，削弱沖擊波強度。一維波理論[9]表明，當多種介質(zhì)按照“軟”“硬”相間的順序排列時可衰減透射壓力波的峰值強度和能量，波阻抗比越大，衰減效果就越好。例如，在水中設(shè)置空氣隔層衰減水下爆炸沖擊波[10-11]、在空氣中設(shè)置水層實現(xiàn)對空中爆炸沖擊波的阻隔[12-14]，其最典型的結(jié)合即艦船水下防護結(jié)構(gòu)中設(shè)置的多層防護結(jié)構(gòu)。

根據(jù)水和空氣的波阻抗差異,在沖擊波傳播途徑中噴射水霧實現(xiàn)隔爆的思想和上述第二種隔爆思想是一致的，其區(qū)別在于氣液兩相混合介質(zhì)中液滴呈彌散分布，氣液兩相界面更多，無明顯的層狀特征，沖擊波的傳播更為復(fù)雜。

在以煤礦瓦斯抑爆應(yīng)用為代表的弱沖擊波與液滴相互作用特性方面已有較多研究， Jourdan等[15]從實驗和數(shù)值模擬兩方面研究了直徑約為120 μm、250 μm、500 μm的密集液滴對馬赫數(shù)(Ma)在1.1～1.8的沖擊波的衰減作用。Chen等[16]通過二維模型仿真的方法分析了Ma=1.47的弱沖擊波與液柱的作用過程(Ma為沖擊波速度與聲速之比)。Gardner[17]從穩(wěn)定性的角度說明了拋撒霧化的機理，薛社生等[18]從相似性的角度規(guī)律性地概括了液滴破碎的尺寸效應(yīng)。Wierzba[19-21]觀察了弱沖擊波(Ma=1.05～1.28)作用下的液滴(直徑d=1～2 mm)的變形和破碎過程。Jalaal等[22]指出韋伯數(shù)(We)約為20～80的水滴的破碎過程包括(We為慣性力和表面張力之比)：液壁刺穿生成、破洞的消散、網(wǎng)狀液帶的形成、液帶的擴散和分離、形成穩(wěn)定液滴碎片等一系列現(xiàn)象，并指出破碎液滴平均尺寸隨著奧托斯數(shù)的增加而減小的結(jié)論(奧托斯數(shù)為浮力與表面張力之比)?？傊c層狀多相介質(zhì)類似，沖擊波在液滴表面也會發(fā)生入射和反射，導(dǎo)致液滴的壓縮；沖擊波在液滴背表面的反射，將導(dǎo)致液滴的破碎、飛散，而破碎液滴與空氣介質(zhì)的切向速度差將導(dǎo)致氣液界面的不穩(wěn)定，并使液滴進一步破碎和霧化[23-24]。

但是，瓦斯爆炸產(chǎn)生的激波強度較弱(峰值超壓通常在1 MPa以下)[25]，而常規(guī)反艦武器艙內(nèi)爆炸是典型的強沖擊波，其爆轟產(chǎn)物的初始壓力高達100 MPa量級，幾倍裝藥半徑外沖擊波峰值超壓也在10 MPa量級。然而，關(guān)于強沖擊波與液滴的相互作用過程研究目前開展的較少。

為探討細水霧對艦船艙內(nèi)爆炸強沖擊波的耗散作用與機理，本文從單個液滴模型為例，研究其壓力波和形態(tài)的變化，因此假設(shè)單個液滴變化過程中不受其他液滴的碰撞和干擾。采用動態(tài)非線性有限元，分析了強沖擊波與單個液滴的相互作用過程，給出了單個水滴中爆炸強沖擊波的入射、反射和繞射等微觀傳播現(xiàn)象、影響因素以及不同沖擊波強度下液滴的典型變形、破碎模式。

1 模型建立

艦船遭受到反艦武器攻擊發(fā)生艙內(nèi)爆炸前，在艙室內(nèi)部噴灑水霧，以達到抑制沖擊波和衰減其強度的作用，其宏觀模型如圖1所示。在進行有限元仿真模擬時，選取其中的一個液滴建立二維平面模型(見圖2)，二維模型能夠有效模擬平面內(nèi)液滴破碎，直觀反映模型內(nèi)部的壓力變化歷程以及液滴的形態(tài)變化及位置改變。單個液滴模型中，為研究其壓力波和形態(tài)的變化，假設(shè)其變化過程中不受其他液滴的碰撞和干擾。

爆炸源產(chǎn)生的沖擊波呈球形向外擴散，因此沖擊波作用于整個模型空間時是弧形沖擊波，而對于選取的二維液滴單元，由于其空間非常小，因此沖擊波作用相當于是平面波。運用有限元軟件LS-Dyna建立平面模型，歐拉域長l=40 mm，寬b=20 mm，液滴直徑d=2 mm。歐拉域上下邊界均采用對稱邊界設(shè)置，以模擬相鄰液滴間的相互影響，前后邊界為自由流入流出邊界，保證沖擊波可以正常作用于液滴。在歐拉域前距離為P的位置放置TNT當量為m的爆炸源，改變裝藥量m和爆距P以改變沖擊波分支超壓和正壓作用時間。

圖1 水霧抑爆宏觀模型

圖2 單個液滴微元模型

模型中空氣采用NULL材料模型及線性多項式狀態(tài)方程描述

P=C0+C1μ+C2μ2+C3μ3+(C4+C5μ+C6μ2)E

(1)

式中:P為壓力；E為單位體積內(nèi)能，取2.525×105J/m3；μ=ρ/ρ0-1，ρ/ρ0為實際空氣密度與標準空氣密度之比，ρ0取1.225 kg/m3；C0～C6為多項式方程系數(shù)，當線性多項式狀態(tài)方程用于理想氣體模型時，C0=C1=C2=C3=C6=0，C4=C5=γ-1，γ=Cp/Cv為氣體的熱容比，取γ=1.4，其中，Cp為定壓比熱容，Cv為定容比熱容。

液滴采用Gruneisen狀態(tài)方程描述

(2)

式中:Gruneisen系數(shù)γ0=0.493 4，體積修正系數(shù)am=1.393 7；系數(shù)S1=2.56，S2=-1.986，S3=0.226 8，EV為單位體積內(nèi)能，初始能量為E0=9.182×105J；μw=ρw/ρw0-1，ρw/ρw0為液滴的實際密度與標準密度之比；初始相對體積V0=1.0。此處，模型中微粒為直徑為2 mm的液滴，沖擊波在水中的速度為1 484 m/s。

由沖擊波的基本關(guān)系可知，沖擊波速度公式[26]為

(3)

式中:k為空氣絕熱指數(shù)，一般取為1.4；P0為一個標準大氣壓；ρ0為未收擾動的空氣密度；ΔPm為沖擊波峰值超壓，其為沖擊波傳播距離的函數(shù)，可由經(jīng)驗公式[27]得到

(4)

(5)

式中,t+為正壓作用時間。

為分析不同強度沖擊波與液滴的相互作用過程和液滴的破碎模式，根據(jù)現(xiàn)有典型半穿甲導(dǎo)彈的裝藥特性，選取100 kg TNT作為爆源，分別取0.5 m、5.0 m爆距下的沖擊波作為入射沖擊波，計算沖擊波與液滴的相互作用過程。各工況下的比例距離、經(jīng)驗公式入射超壓、正壓時間及空氣中計算沖擊波速度如表1所示。

表1 計算工況

2 沖擊波傳播過程分析

2.1 低馬赫數(shù)沖擊波

圖3為100 kg TNT在5.0 m處爆炸時(沖擊波馬赫數(shù)為2.52)，壓力波傳播過程的有限元分析結(jié)果。

沖擊波作用前液滴內(nèi)壓強為一個大氣壓。仿真計算中沖擊波的初始峰值超壓為0.87 MPa，其在10.0 μs時刻遇到液滴后，迅速產(chǎn)生反射，液滴內(nèi)部最大壓強迅速增大，11.0 μs時增至2.41 MPa，11.5 μs時增長到3.79 MPa，12.0 μs增長到最大值4.08 MPa。反射波接觸到液滴表面時沿入射波傳播方向的反方向擴散，輪廓線呈半圓狀，壓強由內(nèi)到外依次遞減，形成明顯的局部高壓區(qū)；由于液滴內(nèi)的聲速遠高于空氣中的聲速，可明顯觀察到透射波傳播快于空氣中的波速。透射波在液滴內(nèi)部形成另一個高壓區(qū)，由于兩側(cè)稀疏波的作用，透射波壓強同樣呈現(xiàn)出由內(nèi)到外依次遞減的規(guī)律呈鼻狀向液滴背面?zhèn)鞑ィ且韺挾戎饾u減小直至消失。

液滴兩側(cè)形成翼狀環(huán)流，環(huán)流包圍液滴區(qū)域并逐漸向液滴后部中間位置衍生。其傳播效果類似于沖擊波作用于障礙物，兩側(cè)會產(chǎn)生衍射波，并向中間衍生，向后擴展，逐漸形成半包圍的低壓區(qū)。衍射波在液滴后碰撞會產(chǎn)生局部高壓，壓強約為0.62 MPa。沖擊波繞過液滴繼續(xù)向前傳播，波陣面在液滴后形成局部凹陷，壓力降低。

2.2 高馬赫數(shù)強沖擊波

圖4為100 kg TNT在0.5 m處爆炸時(沖擊波馬赫數(shù)為17.32)，壓力波傳播過程的有限元分析結(jié)果。

由圖4可知，在高馬赫數(shù)沖擊波作用下液滴的變化與低馬赫數(shù)作用下有著較大的差異。仿真計算中沖擊波初始峰值超壓為29.95 MPa，在0.1 μs時刻沖擊波與液滴相遇；0.2 μs時刻，液滴內(nèi)部最大壓強迅速增至1 301 MPa，并一直維持在1 000 MPa以上至1.0 μs左右。高馬赫數(shù)沖擊波作用初期，生成的月牙形壓力場右側(cè)波形不再外凸，而是內(nèi)凹，由內(nèi)到外依次是高壓區(qū)到低壓區(qū)。至0.4 μs時在稀疏波作用下月牙形壓力場尖角處形成缺口，內(nèi)部高壓區(qū)逐漸分出反射波高壓區(qū)和透射波高壓區(qū)。

(a)t=10 μs

(b) t=11 μs

(c) t=11.5 μs

(d) t=12 μs

(e) t=12.2 μs

(f)t=12.4 μs

(g) t=13.2 μs

(h) t=13.6 μs

(i) t=14.3 μs

(j) t=17 μs

(k)t=22.8 μs

(l) t=31.2 μs

(m) t=41 μs

(n) t=78.1 μs

(a)t=0.2 μs

(b)t=0.4 μs

(c)t=0.5 μs

(d) t=0.7 μs

(e) t=0.9 μs

(f)t=1.0 μs

(g) t=1.1 μs

(h) t=1.3 μs

(i) t=2.0 μs

(j)t=3.4 μs

(k) t=5.3 μs

(l) t=6.5 μs

(m) t=7.4 μs

由式(3)可知，此時空氣中沖擊波傳播速度大于水中傳播速度，凹形內(nèi)的透射波區(qū)域比起兩翼側(cè)的環(huán)流有明顯的滯后現(xiàn)象。環(huán)流先后擴展成長帶狀，有向內(nèi)側(cè)衍生的趨勢，稀疏波逐漸使得透射波與環(huán)流間內(nèi)凹變深，透射波逐漸凸出來并由寬變窄，由尖變盾，直至消失。兩翼環(huán)流的在液滴后方衍生出低壓區(qū)域，其壓強約為25 MPa左右。高馬赫數(shù)沖擊波作用過程十分迅速，整個過程約為8 μs左右，此過程較低馬赫數(shù)沖擊波更為劇烈。

2.3 沖擊波傳播過程

圖5為沖擊波與液滴相互作用過程示意圖。由圖5可知，沖擊波遇到液滴后會立即產(chǎn)生反射，反射波呈圓弧狀向反方向擴展，同時在液滴內(nèi)部產(chǎn)生凸出的圓弧狀的透射波；另外隨著沖擊波沿液滴表面運動，由于受側(cè)面稀疏波的影響，在液滴兩側(cè)會出現(xiàn)兩個旋狀環(huán)流，環(huán)流產(chǎn)生后反射波壓力下降。透射波傳播到液滴背面，將反射稀疏波，壓力迅速減小。環(huán)流進一步發(fā)展，繞過液滴向向液滴后方運動，形成衍射波，兩側(cè)衍射波在液滴后方約1倍液滴直徑處相遇，壓力將短暫升高。

(a) 相遇前

(b) 相遇

(c) 波陣面越過液滴

分析表明波形變化與沖擊波速度有著密切關(guān)系，式(3)中令沖擊波速度等于水中聲速，即1 484 m/s，此時沖擊波馬赫數(shù)約為4.36，入射超壓ΔPm約為2.23 MPa時，沖擊波在水中和空氣中的傳播速度基本相似，此時比例距離為0.67。

對于不同強度的入射波，液滴的波形變化有一定的區(qū)別。其中，在低馬赫數(shù)沖擊波作用時入射波在空氣中的傳播速度小于液滴中透射波速度，透射波波形明顯超出入射波行進界面(如圖3(c))；相反，在高馬赫數(shù)沖擊波作用時入射波在空氣中速度大于液滴中透射波速度，此時透射波波形滯后于入射波行進界面(如圖4(d))；其間存在一定強度的沖擊波使得透射波傳播速度與入射波速度相同，計算可知此時沖擊波馬赫數(shù)約為4.36，入射超壓約為2.23 MPa。在低馬赫數(shù)沖擊波作用時，繞射波延伸較近，則環(huán)流衍生成的低壓區(qū)面積較小，過程進行較為緩慢；高馬赫數(shù)沖擊波作用時，繞射波延伸較遠，環(huán)流衍生的低壓區(qū)面積更大壓強更高，此過程歷時短，進行更加劇烈。

3 液滴的形態(tài)變化

3.1 低馬赫數(shù)沖擊波

弱沖擊波作用過程中，其形狀將略微壓扁呈非對稱球體并逐漸被拉伸展開，其位置會發(fā)生一定的變化。 Joseph等[29]試驗觀察到低馬赫數(shù)(Ma=2～4)下液滴(d=2～3 mm)形態(tài)的變化過程，液滴韋伯數(shù)、沖擊波馬赫數(shù)和本節(jié)研究均為同一量級。如圖6所示給出100 kg TNT在5.0 m處爆炸時(沖擊波馬赫數(shù)為2.52)的液滴形狀的變化過程。

由圖6可知，在弱沖擊波的作用下，液滴逐漸發(fā)生形狀和位置的變化，但其變化相對沖擊波的作用過程有一定延遲。沖擊波在10 μs時刻接觸液滴，但液滴在18 μs左右才開始發(fā)生微弱的壓縮形變。液滴的迎爆面出現(xiàn)壓扁現(xiàn)象，隨著壓扁程度的加劇，液滴呈半圓狀，背爆面逐漸變?yōu)楸馄綘?。隨后，液滴兩側(cè)逐漸尖化和變長，背爆面由凸變平直再內(nèi)側(cè)凹陷，液滴呈現(xiàn)出類似于月牙的形狀，雖這兩側(cè)液體速度增大，中部逐漸凸出。在50 μs左右時，兩翼尖端開始拋灑出細小液滴。隨著兩翼速度的增大，中部凸出逐漸拉長呈花蕊狀，兩翼呈鉗狀。隨后兩翼翻向后側(cè)，此過程中兩翼不斷拋灑出小液滴。最后，花蕊狀液滴從莖處至兩端處都先后發(fā)生小液滴的拋灑成霧狀的現(xiàn)象。整個過程歷時約200 μs，直觀地觀察到在低馬赫數(shù)沖擊波作用下的液滴霧化的過程。

3.2 高馬赫數(shù)沖擊波

強沖擊波作用過程中，液滴形狀變化迅速，位移較大，并有明顯的空氣被壓縮的現(xiàn)象。如圖7所示為100 kg TNT在0.5 m處爆炸時(沖擊波馬赫數(shù)為17.32)的液滴的形狀變化過程。

由圖7可知，在強沖擊波作用下液滴的位移變化沒有明顯延時，由圖7可見沖擊波來流方向液滴附近氣體被明顯壓縮形成高密度高壓強氣體區(qū)域(圖7中圖形比例大小并不符合模型真實情況)。壓縮空氣的變形特征與壓力場的變形過程極為相似，液滴前方鈍粗的同時，附著在液滴表面的空氣也被壓縮變形。壓縮空氣在液滴兩側(cè)形成帶狀兩翼逐漸向后伸展，至1 μs液滴兩端形變成角狀端。至3 μs左右時液滴變形成月牙狀，開口角度逐漸增大，至7 μs左右時兩翼漸張開成蛇口狀，中間位置向后凸起。開口繼續(xù)增大，至9 μs左右兩翼向后側(cè)翻轉(zhuǎn)，中間向后凸起變長，兩翼向外側(cè)拓展形成帶狀液絲，液滴呈羊頭狀。12 μs時刻兩翼腰部袋裝液絲開始出現(xiàn)斷裂，在斷裂處逐漸出現(xiàn)小液滴的拋灑現(xiàn)象。

(a) t=18 μs

(b) t=26 μs

(c)t=35 μs

(d) t=50 μs

(e) t=80 μs

(f) t=94 μs

(g) t=113 μs

(h) t=126 μs

(i) t=138 μs

(j) t=143 μs

(k) t=150 μs

(l) t=164 μs

(m) t=177 μs

(n) t=187 μs

(o) t=193 μs

(a) t=0.3 μs

(b) t=0.4 μs

(c) t=0.5 μs

(d) t=0.7 μs

(e) t=0.9 μs

(f) t=1.7 μs

(g) t=3.0 μs

(h) t=6.0 μs

(i) t=7.0 μs

(j) t=10 μs

(k) t=12.0 μs

(l) t=13.0 μs

(m) t=14.0 μs

3.3 破碎過程分析

由上述，如圖8所示，液滴破碎歷程大致可分為四個階段：鈍化變形階段，液滴呈現(xiàn)一段曲率變小的形態(tài)變化；“人”字形變形階段，液滴一段黏連另一端分成兩根液柱，像倒下的“人”字；拉長階段，液滴黏連段變得更為細長；破碎階段，液滴由端至中相繼發(fā)生小液滴拋散。

(a) 鈍化變形階段

(b) “人”字形變形階段

(c) 拉長變形階段

(d) 液滴破碎階段

液滴的鈍化變形階段基本發(fā)生在沖擊波與液滴相遇初期，如圖5(b)所示階段，后續(xù)變形直至破碎呈現(xiàn)明顯的滯后性，發(fā)生在圖5(c)之后。沖擊波作用初期，液滴從左側(cè)開始發(fā)生變形，鈍化形成扁狀；受氣動力影響，液滴兩側(cè)空氣運動速度更大，因此液滴兩側(cè)向外延伸成“人”字形；“人”字形內(nèi)側(cè)為低壓區(qū)外側(cè)為高壓區(qū)，繼續(xù)在氣動力的作用下，液滴被擠壓拉伸，“人”字形兩側(cè)液柱逐漸向內(nèi)側(cè)靠攏，液滴前側(cè)被拉長成條狀；在破碎階段之前液滴端部相繼發(fā)生小液滴拋散現(xiàn)象，液滴變形最后發(fā)生集中的小液滴拋散的現(xiàn)象稱作液滴的破碎，此時液滴分散成不規(guī)則的若干各小液滴。

4 結(jié) 論

采用有限元仿真方法建立了二維空間內(nèi)沖擊波作用于液滴的模型，分析了沖擊波與液滴相互作用的過程，分析過程中壓力波以及液滴形態(tài)的變化，得到如下結(jié)論：

(1) 高馬赫數(shù)沖擊波和低馬赫數(shù)沖擊波作用于液滴的破碎特性有兩種較為典型的模式。此作用過程大致分為三個階段：相遇前階段、作用中階段和相遇后階段。壓力波產(chǎn)生從相遇開始，液滴的鈍化變形發(fā)生在作用中階段，但是后續(xù)的變形均發(fā)生在相遇后階段。首先反射波和透射波的變化呈現(xiàn)出較大差異；高馬赫數(shù)沖擊波作用時環(huán)流衍生出的低壓區(qū)域面積遠大于低馬赫沖擊波；高馬赫數(shù)沖擊波傳播過程劇烈和作用時間較短。另外，在液滴形狀變化歷程上，相比高馬赫數(shù)的變化過程，低馬赫沖擊波作用下液滴的變形延時明顯，移動速度慢，破碎不徹底。

(2) 低馬赫數(shù)沖擊波作用時入射波在空氣中的傳播速度小于液滴中透射波速度，透射波波形明顯超出入射波行進界面；相反，在高馬赫數(shù)沖擊波作用時入射波在空氣中速度大于液滴中透射波速度，此時透射波波形滯后于入射波行進界面；沖擊波馬赫數(shù)約為4.36，入射超壓約為2.23 MPa時，使得透射波傳播速度與入射波速度相同。

(3) 在低馬赫數(shù)沖擊波作用時，繞射波延伸較近，則環(huán)流衍生成的低壓區(qū)面積較小，過程進行較為緩慢；高馬赫數(shù)沖擊波作用時，繞射波延伸較遠，環(huán)流衍生的低壓區(qū)面積更大壓強更高，此過程歷時短，進行更加劇烈。

(4) 液滴破碎歷程大致可分為四個階段：鈍化變形階段、“人”字形變形階段、拉長階段和破碎階段。沖擊波作用初期，液滴從左側(cè)開始發(fā)生變形，鈍化形成扁狀；受氣動力影響，液滴兩側(cè)空氣運動速度更大，因此液滴兩側(cè)向外延伸成“人”字形；“人”字形內(nèi)側(cè)為低壓區(qū)外側(cè)為高壓區(qū)，繼續(xù)在氣動力的作用下，液滴被擠壓拉伸，“人”字形兩側(cè)液柱逐漸向內(nèi)側(cè)靠攏，液滴前側(cè)被拉長成條狀；在破碎階段之前液滴端部相繼發(fā)生小液滴拋散現(xiàn)象，液滴變形最后發(fā)生集中的小液滴拋散的現(xiàn)象稱作液滴的破碎，此時液滴分散成不規(guī)則的若干各小液滴。

(5) 此外，沖擊波作用于液滴后液滴的變形至破碎相比沖擊波的傳播過程呈現(xiàn)明顯的滯后性，沖擊波傳播過程迅速，產(chǎn)生的氣動力持續(xù)影響液滴的形態(tài)變化。

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Interaction between shock wave and a liquid droplet

LIU Guibing1，2, HOU Hailiang1, ZHU Xi1

(1. Department of Naval Architecture Engineering, Naval University of Engineering, Wuhan 430033, China;2. Unit 92941 of Chinese People’s Liberation Army, Huludao 125001, China)

Atomizing liquid droplets under the action of blast wave is used in industry and practice, but there are few studies on the interaction between strong blast wave and atomized liquid droplets, as this interaction has a positive effect on avoiding explosion shock of ship cabins. Here, the finite element method was used to simulate pressure change of strong shock wave acting on a single liquid droplet in a 2-dimensional space, and shape and location changes of the droplet. The breakup characteristics of the droplet were analyzed due to different explosive masses and explosion distances. The results showed that there are two typical modes of liquid droplet breakup, they are obvious different; the explosion distance and explosive mass have a decisive effect on the propagation speed of blast wave, and affect the breakup mode of droplet; the reflected blast wave and the transmitted wave in the model of high Mach number are obviously different from those in the model of low Mach number; the local low pressure area diffracted by vortex pair of high Mach number is much broader than that diffracted by vortex pair of low Mach number; the interaction process for high Mach number is more severe and lasts less time; compared with the process of blast shock wave propagation, the process of liquid droplet deforming has an obvious hysteresis, the former is more fast and the aerodynamic force produced continuously affects the shape change of the liquid droplet.

blast wave； liquid droplet breakup； pressure wave； transmitted wave； reflected blast wave； vortex pair

國家自然科學(xué)基金(51209211; 51479204)

2016-01-26 修改稿收到日期：2016-06-06

劉貴兵 男，碩士生，1992年生

侯海量 男，博士，高級工程師，1977年生

O344.7

A

10.13465/j.cnki.jvs.2017.13.007