激波管模擬產(chǎn)生近場(chǎng)爆炸沖擊波

摘要： 激波管可以在實(shí)驗(yàn)室環(huán)境下模擬爆炸產(chǎn)生沖擊波，具有參數(shù)易于控制和測(cè)量手段準(zhǔn)確多樣等優(yōu)勢(shì)，在爆炸沖擊效應(yīng)的研究中被廣泛應(yīng)用。但與真實(shí)爆炸相比，尤其是近場(chǎng)爆炸，激波管產(chǎn)生的沖擊波存在正壓作用時(shí)間難以縮短、超壓峰值難以提升的困難。通過(guò)對(duì)激波管運(yùn)行理論和數(shù)值模擬分析發(fā)現(xiàn)：縮短正壓作用時(shí)間的關(guān)鍵是讓反射稀疏波盡快追上入射激波；提升超壓峰值的關(guān)鍵是提高驅(qū)動(dòng)氣體的驅(qū)動(dòng)能力。為此，設(shè)計(jì)了一種驅(qū)動(dòng)段為錐形截面的激波管，使得反射稀疏波更快地追上入射激波，從而有效減小激波管設(shè)備長(zhǎng)度并縮短正壓作用時(shí)間；同時(shí)，采用正向爆轟驅(qū)動(dòng)技術(shù)，利用化學(xué)能代替高壓空氣驅(qū)動(dòng)提高驅(qū)動(dòng)氣體聲速，在低爆轟初始?jí)毫ο驴梢垣@得高的超壓峰值。數(shù)值計(jì)算結(jié)果表明，在入射激波馬赫數(shù)（MS=2.0）相同條件下，相對(duì)于等截面驅(qū)動(dòng)方式，采用錐形截面驅(qū)動(dòng)方式時(shí)，激波管長(zhǎng)度可以減少近2/3，正壓作用時(shí)間可以縮短近1/2。激波管實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，錐形截面驅(qū)動(dòng)激波管產(chǎn)生的超壓曲線滿足近場(chǎng)爆炸沖擊波形要求，并獲得了超壓峰值為64.7～813.4 kPa、正壓作用時(shí)間為1.7～4.8 ms 的爆炸沖擊波波形。該研究可為近場(chǎng)爆炸沖擊波致傷及裝備防護(hù)效應(yīng)評(píng)價(jià)實(shí)驗(yàn)提供參考。

關(guān)鍵詞： 爆炸沖擊波；激波管；爆轟驅(qū)動(dòng)；近場(chǎng)爆炸

中圖分類號(hào)： O389 國(guó)標(biāo)學(xué)科代碼： 13035 文獻(xiàn)標(biāo)志碼： A

爆炸產(chǎn)生的沖擊波具有強(qiáng)烈的破壞作用，不但會(huì)損害建筑結(jié)構(gòu)，同時(shí)也會(huì)對(duì)人體造成傷害。早期的爆炸沖擊波研究主要關(guān)注的是強(qiáng)爆炸（如核爆炸）所引起的各種破壞效應(yīng)，由此發(fā)展了系列研究裝置和測(cè)量手段，為人類深入理解爆炸沖擊波的特性，有效防范和減輕其帶來(lái)的危險(xiǎn)提供了大量研究數(shù)據(jù)。但是，近些年軍事醫(yī)學(xué)研究表明，即使是輕微的沖擊波，也能夠使人體大腦神經(jīng)受損，從而誘發(fā)小的、潛在的、會(huì)隨時(shí)間積累的病理效應(yīng)，這些效應(yīng)在受傷后的初期并不會(huì)被立即發(fā)現(xiàn)，而是在爆炸發(fā)生后的很長(zhǎng)時(shí)間才會(huì)出現(xiàn)[1-3]。因此，醫(yī)學(xué)上迫切需要開(kāi)展因爆炸沖擊造成的創(chuàng)傷性腦損傷的產(chǎn)生機(jī)制及治療方法[4]的研究。同時(shí)，在爆炸防護(hù)裝備研制中，也需要開(kāi)展新型防彈材料對(duì)沖擊波防護(hù)性能的研究。對(duì)于這類問(wèn)題的研究最直接的方法是自由場(chǎng)爆炸實(shí)驗(yàn)，此方法的優(yōu)點(diǎn)是符合真實(shí)情況，但是爆炸現(xiàn)場(chǎng)環(huán)境一般比較惡劣，人力物力耗費(fèi)很多，物理參數(shù)特別是體內(nèi)響應(yīng)物理參數(shù)的可控性和重復(fù)性差[5]，不利于開(kāi)展生物相關(guān)實(shí)驗(yàn)，并且炸藥爆炸的重復(fù)性差，難以開(kāi)展精確測(cè)量。如果能夠在實(shí)驗(yàn)室環(huán)境下復(fù)現(xiàn)爆炸沖擊波的加載情況，則可以更方便地開(kāi)展精細(xì)化的測(cè)量研究。

激波管是一種典型的脈沖壓力產(chǎn)生裝置，從20 世紀(jì)50 年代，研究人員就開(kāi)始了利用激波管產(chǎn)生爆炸沖擊波波形[6] 的研究，主要采用2 種驅(qū)動(dòng)方式。一種方式是采用炸藥來(lái)驅(qū)動(dòng)激波管，如Clemedson 等[7]、Filler[8] 和Stewart 等[9] 分別利用PETN、TNT 和C4 炸藥爆炸在激波管內(nèi)產(chǎn)生爆炸沖擊波開(kāi)展了相關(guān)實(shí)驗(yàn)研究。通過(guò)炸藥驅(qū)動(dòng)激波管產(chǎn)生的沖擊波波形接近自由場(chǎng)爆炸沖擊波波形[10-11]，但是使用炸藥具有一定的危險(xiǎn)性，且設(shè)備維護(hù)費(fèi)用較高，同時(shí)炸藥使用受限，無(wú)法廣泛使用。另外一種方式是采用壓縮氣體（空氣、氮?dú)饣蚝猓﹣?lái)驅(qū)動(dòng)激波管模擬爆炸沖擊波，其優(yōu)勢(shì)是操作簡(jiǎn)單、成本低，但在改善波形方面還是經(jīng)過(guò)了多年的探索和發(fā)展。如Celander 等[12]、Culbertson[13] 和Opalka 等[14] 開(kāi)展了系列空氣驅(qū)動(dòng)激波管模擬爆炸沖擊波實(shí)驗(yàn)研究，但是負(fù)壓效果模擬不足。Yu 等[15] 和王正國(guó)等[16] 用壓縮空氣作為驅(qū)動(dòng)氣體，驅(qū)動(dòng)段采用等截面方式，為增大出口尺寸，被驅(qū)動(dòng)段采用了擴(kuò)張管，其產(chǎn)生的沖擊波波形可以模擬10 kT 核爆炸正壓作用時(shí)間[5]，激波管出口開(kāi)口時(shí)正壓作用時(shí)間為32.7 ms，超壓峰值為219 kPa，同時(shí)也獲得了負(fù)壓模擬效果。

從上述文獻(xiàn)可以看出，早期激波管模擬爆炸沖擊波研究主要集中于強(qiáng)爆炸沖擊波模擬，需要模擬的爆炸沖擊波正壓作用持續(xù)時(shí)間長(zhǎng)。近期，研究人員也一直在不斷地研制新的激波管裝置[17-20]，并開(kāi)展了相關(guān)實(shí)驗(yàn)研究和數(shù)值模擬[21] 分析，但是研究重點(diǎn)從強(qiáng)爆炸沖擊變成了近場(chǎng)爆炸波沖擊影響研究，比如對(duì)生物致傷的研究。

近場(chǎng)爆炸需要模擬的爆炸沖擊波正壓作用時(shí)間短，這對(duì)激波管設(shè)計(jì)提出了新的挑戰(zhàn)。首先，激波管模擬產(chǎn)生爆炸沖擊波時(shí)，正壓作用時(shí)間與其長(zhǎng)度成正比，短正壓作用時(shí)間意味著激波管要足夠地短，但激波管運(yùn)行同時(shí)需要保證一定的長(zhǎng)徑比，否則高壓氣體破膜和激波形成過(guò)程會(huì)對(duì)其運(yùn)行帶來(lái)非常不利的影響，不僅性能難以預(yù)測(cè)，重復(fù)性和可靠性也難以得到保證。其次，對(duì)高壓空氣驅(qū)動(dòng)而言，由于高壓空氣能量密度有限，如要進(jìn)一步提高超壓峰值，需要的高壓空氣壓力會(huì)急劇升高，這不僅給設(shè)備運(yùn)行帶來(lái)困難，所產(chǎn)生的爆炸沖擊波波形也難以控制，很難滿足實(shí)驗(yàn)需求。

本文中，分析激波管產(chǎn)生爆炸沖擊波的原理，開(kāi)展相關(guān)數(shù)值計(jì)算，探討近場(chǎng)爆炸沖擊波模擬中的關(guān)鍵問(wèn)題；提出采用一種錐形截面代替等截面驅(qū)動(dòng)方式，使得稀疏波能夠更快地追上入射激波，從而減小激波管設(shè)備長(zhǎng)度并縮短正壓作用時(shí)間；同時(shí)采用正向爆轟驅(qū)動(dòng)技術(shù)，利用化學(xué)能代替高壓空氣，從而提高驅(qū)動(dòng)氣體的聲速，進(jìn)一步擴(kuò)大超壓峰值范圍；在上述研究的基礎(chǔ)上，設(shè)計(jì)并研制一套近場(chǎng)爆炸沖擊波模擬激波管裝置，分別采用高壓空氣驅(qū)動(dòng)和正向爆轟驅(qū)動(dòng)開(kāi)展系列實(shí)驗(yàn)，并對(duì)實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行相關(guān)分析，以期為近場(chǎng)爆炸沖擊波致傷及裝備防護(hù)效應(yīng)評(píng)價(jià)提供有力支持。

1 激波管模擬近場(chǎng)爆炸沖擊波存在的問(wèn)題

1.1 典型爆炸沖擊波特征

點(diǎn)爆炸是常見(jiàn)的一種爆炸形式，通常用于引爆手雷、炸彈等場(chǎng)合。在點(diǎn)爆炸中，爆炸源集中在一個(gè)小區(qū)域內(nèi)，產(chǎn)生的高壓力和高能量沖擊波能夠在極短時(shí)間內(nèi)釋放強(qiáng)大的能量，瞬間造成周圍環(huán)境的損毀。目前，點(diǎn)爆炸是爆炸沖擊研究的主要對(duì)象，其產(chǎn)生的沖擊波具有特定的波形，典型的爆炸沖擊波曲線為Friedlander 波形，如圖1所示，其特征是前面有個(gè)非常陡的激波前沿，隨后是正壓作用和負(fù)壓作用過(guò)程。激波管模擬爆炸沖擊波的關(guān)鍵就是要復(fù)現(xiàn)超壓峰值、正壓作用時(shí)間以及負(fù)壓這3 個(gè)關(guān)鍵參數(shù)。

理想Friedlander 波形的壓力和時(shí)間關(guān)系式[22] 為：

式中：p（t）為不同時(shí)刻的沖擊波壓力，Δpmax為激波后的最大超壓峰值，t為時(shí)刻，Δt+為正壓作用時(shí)間。

目前，在國(guó)內(nèi)開(kāi)展的沖擊防護(hù)實(shí)驗(yàn)研究中，通常使用當(dāng)量10 kg 以內(nèi)的TNT 裸炸藥，試驗(yàn)樣品距爆心2～6 m。以7 kg 當(dāng)量TNT 炸藥為例，在距爆心3.8 m 處產(chǎn)生的沖擊波超壓峰值約為200 kPa，正壓作用時(shí)間約為2.6 ms。隨著到爆心位置距離（即爆心距）的增大，激波強(qiáng)度逐漸減弱，對(duì)應(yīng)的超壓峰值也逐漸減小，正壓作用時(shí)間逐漸增長(zhǎng)。采用激波管模擬近場(chǎng)爆炸沖擊波，就是要產(chǎn)生同實(shí)爆場(chǎng)接近的沖擊加載波形，因此需要模擬的正壓作用時(shí)間短于5 ms，超壓峰值范圍為50～1 000 kPa。

1.2 激波管模擬爆炸沖擊波原理

以壓縮氣體驅(qū)動(dòng)激波管模擬爆炸沖擊波為例，激波管一般包括兩部分，充入高壓氣體的驅(qū)動(dòng)段和常壓下的被驅(qū)動(dòng)段，二者之間通過(guò)膜片隔離。驅(qū)動(dòng)段采用等截面時(shí)，激波管內(nèi)的運(yùn)行波系如圖2（a） 所示，驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度為L(zhǎng)，當(dāng)驅(qū)動(dòng)段充氣壓力達(dá)到膜片臨界壓力，破膜后激波管內(nèi)會(huì)形成一道向右傳播的入射激波S 和一束向左傳播的中心稀疏波R，入射激波壓縮被驅(qū)動(dòng)段內(nèi)的空氣使得壓力升高，從而產(chǎn)生階躍壓力，并出現(xiàn)一個(gè)平臺(tái)壓力，如圖2（b） 所示，這個(gè)平臺(tái)壓力波形并不符合典型爆炸沖擊波波形。當(dāng)中心稀疏波的波頭碰到激波管尾端時(shí)會(huì)產(chǎn)生反射稀疏波，其傳播速度是氣流速度u 加上當(dāng)?shù)芈曀賏，反射稀疏波首先在XC 位置追上驅(qū)動(dòng)氣體和試驗(yàn)氣體的接觸面C，之后繼續(xù)向右在XS 位置追上入射激波。在XS 位置以后，入射激波壓縮后的氣體壓力會(huì)突然起跳后迅速下降，不再出現(xiàn)壓力平臺(tái)，其波形同爆炸沖擊波正壓作用相似。同時(shí)驅(qū)動(dòng)段氣體過(guò)度膨脹后會(huì)形成負(fù)壓區(qū)，從而導(dǎo)致接觸面C 會(huì)往左運(yùn)動(dòng)，因此試驗(yàn)位置壓力會(huì)下降到被驅(qū)動(dòng)段初始?jí)毫σ韵?，從而形成爆炸沖擊波負(fù)壓作用效果。

1.3 存在的問(wèn)題

從上述運(yùn)行原理可以看出，只有當(dāng)反射稀疏波追上入射激波（XS 位置）后，激波管內(nèi)的壓力波形才沒(méi)有平臺(tái)壓力，從而符合爆炸沖擊波波形，可以作為試驗(yàn)區(qū)域。XS 位置同驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度L、驅(qū)動(dòng)段內(nèi)的氣體聲速a4 和被驅(qū)動(dòng)段內(nèi)的氣體聲速 以及入射激波馬赫數(shù)MS 相關(guān)。當(dāng)驅(qū)動(dòng)段和被驅(qū)動(dòng)段內(nèi)都為空氣時(shí)，根據(jù)經(jīng)典激波管理論和準(zhǔn)一維計(jì)算方法[23] 計(jì)算得到常規(guī)激波管模擬爆炸沖擊波參數(shù)曲線如圖3 所示，圖中Δp+為不同位置超壓峰值， p1為被驅(qū)動(dòng)段壓力， p4為驅(qū)動(dòng)段壓力。

由圖3（a） 可以看出，當(dāng)MS＜1.4 時(shí)，隨著激波馬赫數(shù)的增大，XS/L 呈減小趨勢(shì)，即當(dāng)驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度L 一定時(shí)，隨著激波馬赫數(shù)的增大，反射稀疏波追上入射激波的距離在縮短；當(dāng)MS＞1.4 時(shí)，隨著入射激波馬赫數(shù)的增大，XS/L 呈增大趨勢(shì)，即當(dāng)驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度L 一定時(shí)，隨著激波馬赫數(shù)的增大，反射稀疏波追上入射激波的距離也增長(zhǎng)。在開(kāi)展沖擊波實(shí)驗(yàn)時(shí)，樣品位置需要放置在XS 位置之后，這時(shí)激波管內(nèi)的波形才能滿足爆炸波對(duì)波形的要求。因此，樣品放置位置距離破膜位置至少要比驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度長(zhǎng)15 倍以上，這就造成激波管設(shè)備長(zhǎng)度需要很長(zhǎng)，并且激波越強(qiáng)樣品放置距離也越遠(yuǎn)，從而造成激波管的有效長(zhǎng)度利用率較低。

常規(guī)激波管模擬爆炸沖擊波中隔離長(zhǎng)度增大后還存在2 個(gè)問(wèn)題：一是最大超壓峰值Δpmax是在反射稀疏波追上入射激波之前，也就是在XS 位置之前最大的超壓，由于在XS 位置之后的波形才符合爆炸沖擊波波形，而反射稀疏波追上入射激波后會(huì)不斷削弱入射激波強(qiáng)度，因此不同位置超壓峰值Δp+隨著激波管沿程測(cè)點(diǎn)位置向后會(huì)不斷減小，如圖3（b） 所示；二是隨著測(cè)點(diǎn)距離的增大，正壓作用時(shí)間也在增長(zhǎng)，同時(shí)正壓作用時(shí)間隨入射激波馬赫數(shù)增大也會(huì)增長(zhǎng)，如圖3（c） 所示，其中a1Δt+/L 為無(wú)量綱數(shù)。對(duì)于大當(dāng)量爆炸模擬，正壓作用時(shí)間長(zhǎng)，常規(guī)激波管模擬可以滿足時(shí)間要求，但是對(duì)于近場(chǎng)爆炸模擬，正壓作用時(shí)間只有幾毫秒，常規(guī)激波管采用等截面驅(qū)動(dòng)時(shí)其正壓作用時(shí)間難以縮短。

同時(shí)，常規(guī)激波管模擬爆炸沖擊波采用高壓空氣驅(qū)動(dòng)時(shí)，從最大超壓峰值Δpmax和驅(qū)動(dòng)段初始?jí)毫4與入射激波馬赫數(shù)的關(guān)系（圖3（d））可以看出，隨著馬赫數(shù)的增大，最大超壓峰值增大，最大超壓峰值同馬赫數(shù)接近成線性關(guān)系，但是驅(qū)動(dòng)段初始?jí)毫4同馬赫數(shù)則呈指數(shù)關(guān)系，這會(huì)給設(shè)備運(yùn)行帶來(lái)極大難度。例如，將超壓峰值從200 kPa 提高到400 kPa，p4則需要從1.2 MPa 提高到4.5 MPa，而如果將超壓峰值提高到500 kPa，p4則需要提高到8.1 MPa。驅(qū)動(dòng)氣體壓力越高對(duì)設(shè)備結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)要求越高，同時(shí)對(duì)運(yùn)行安全性要求也越高，所產(chǎn)生的爆炸沖擊波波形也越難以控制，很難滿足實(shí)驗(yàn)需求。

2 近場(chǎng)爆炸沖擊波模擬關(guān)鍵技術(shù)

2.1 驅(qū)動(dòng)段錐形截面技術(shù)

分析激波管模擬爆炸沖擊波的過(guò)程可知，只有在反射稀疏波追上入射激波以后的位置，波形才能符合典型爆炸沖擊波波形。如果能讓反射稀疏波更快地追上入射激波，則可以大大縮短反射稀疏波追上入射激波的距離，從而減少激波管設(shè)備長(zhǎng)度。等截面激波管中，左行稀疏波碰到驅(qū)動(dòng)段尾端才產(chǎn)生反射稀疏波，要想讓稀疏波更快地追上入射激波，則需要更快地產(chǎn)生反射稀疏波，因此驅(qū)動(dòng)段可以采用變截面形狀設(shè)計(jì)，使得稀疏波更早地產(chǎn)生反射，而最簡(jiǎn)單的變截面就是錐形截面。

以入射激波馬赫數(shù)MS=2.0 為例，驅(qū)動(dòng)段為等截面和錐形截面時(shí)激波管內(nèi)的波系如圖4 所示，圖中D 為被驅(qū)動(dòng)段內(nèi)徑，t 為時(shí)間。從圖4（b）可以看出，錐形截面驅(qū)動(dòng)中，在破膜瞬間產(chǎn)生的左行稀疏波一開(kāi)始就在錐形截面上產(chǎn)生反射，反射稀疏波從被驅(qū)動(dòng)段頭部就開(kāi)始追上入射激波，從而產(chǎn)生爆炸沖擊波的波形。同時(shí)從接觸面運(yùn)動(dòng)軌跡也可以看出，接觸面被限制在很小的區(qū)域。MS=2.0 時(shí)，接觸面位置限制在X/L＜8 內(nèi)，X/L＞8 就可以作為試驗(yàn)區(qū)，而等截面驅(qū)動(dòng)的有效試驗(yàn)區(qū)域X/L＞22.4，因此，當(dāng)驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度L 一定時(shí)，錐形截面可以有效減小激波管設(shè)備長(zhǎng)度。

驅(qū)動(dòng)段橫截面為錐形截面的激波管內(nèi)的壓力分布曲線如圖5（a） 所示，隨著入射激波傳播方向距離增大，超壓峰值不斷減小，其減小趨勢(shì)比等截面激波管中的減小趨勢(shì)更快。驅(qū)動(dòng)段橫截面為等截面和錐形截面的激波管內(nèi)的正壓作用時(shí)間對(duì)比如圖5（b） 所示，由于驅(qū)動(dòng)段橫截面為錐形截面的激波管內(nèi)反射稀疏波強(qiáng)度更高，因此，其正壓作用時(shí)間比驅(qū)動(dòng)段橫截面為等截面的激波管內(nèi)的要短，可以滿足近場(chǎng)爆炸沖擊波正壓作用時(shí)間短的模擬需求。但是在錐形驅(qū)動(dòng)中，隨著距離X/L 的增大，正向持續(xù)時(shí)間也會(huì)增長(zhǎng)，并且增長(zhǎng)趨勢(shì)同等截面驅(qū)動(dòng)中的相同。

不同入射激波馬赫數(shù)下的計(jì)算結(jié)果都表明驅(qū)動(dòng)段錐形截面激波管比等截面激波管所需隔離長(zhǎng)度要短很多，因此采用錐形截面作為驅(qū)動(dòng)段可以大大提高激波管模擬爆炸沖擊波設(shè)備的有效利用率。同時(shí)，采用錐形截面產(chǎn)生的爆炸沖擊波正壓作用時(shí)間短，可以改善模擬的爆炸沖擊波波形，使其更接近真實(shí)近場(chǎng)爆炸沖擊波。

2.2 正向爆轟驅(qū)動(dòng)技術(shù)

當(dāng)采用高壓空氣驅(qū)動(dòng)時(shí)，最大超壓峰值與MS 近似呈線性關(guān)系，但是驅(qū)動(dòng)段初始?jí)毫εcMS 呈指數(shù)關(guān)系。因此，采用空氣驅(qū)動(dòng)模擬產(chǎn)生爆炸沖擊波時(shí)，高壓驅(qū)動(dòng)壓力通常小于4.5 MPa，所產(chǎn)生的最大超壓峰值通常小于400 kPa，繼續(xù)提升超壓峰值需要進(jìn)一步提高空氣壓力，這會(huì)對(duì)破膜技術(shù)和激波管運(yùn)行安全帶來(lái)新的挑戰(zhàn)，使得進(jìn)一步提升超壓峰值比較困難。另一種提高驅(qū)動(dòng)段驅(qū)動(dòng)能力的方法是提高驅(qū)動(dòng)氣體聲速，為此，采用正向爆轟驅(qū)動(dòng)技術(shù)代替高壓空氣驅(qū)動(dòng)，提高超壓峰值同時(shí)不會(huì)增加正壓作用時(shí)間。

爆轟驅(qū)動(dòng)時(shí)，爆轟波前沿為強(qiáng)激波，可燃物受到強(qiáng)烈的壓縮后，立即快速完成化學(xué)反應(yīng)并釋放出大量的化學(xué)能，形成高溫高壓的爆轟產(chǎn)物，爆轟產(chǎn)物氣體聲速高，利用爆轟產(chǎn)物壓縮試驗(yàn)氣體從而產(chǎn)生強(qiáng)的入射激波，達(dá)到高的超壓峰值需求。當(dāng)驅(qū)動(dòng)段為錐形截面，采用正向爆轟驅(qū)動(dòng)時(shí)激波管內(nèi)的波系如圖6 所示，驅(qū)動(dòng)動(dòng)段末端起爆產(chǎn)生的爆轟波下行在膜片處匯聚，形成高溫高壓驅(qū)動(dòng)氣源破膜，在激波管中形成強(qiáng)激波并壓縮試驗(yàn)氣體（空氣），從而形成所需要的沖擊波。正向爆轟是直接利用爆轟后并伴隨Taylor 波的爆轟產(chǎn)物作為有效驅(qū)動(dòng)氣體，其速度、溫度和壓力等參數(shù)是衰減的，Taylor 波會(huì)追上入射激波并不斷降低其強(qiáng)度，因此其產(chǎn)生的波形和爆炸沖擊波非常接近，可以作為爆炸沖擊波驅(qū)動(dòng)源。同時(shí)可以看到，接觸面被限定在很小的范圍內(nèi)，從而不會(huì)對(duì)試驗(yàn)氣流產(chǎn)生影響。

以氫氧爆轟驅(qū)動(dòng)為例，當(dāng)錐形驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度為0.5 m、燃?xì)獬錃馕镔|(zhì)的量的比n（H2）∶n（O2）=3∶1 和初始?jí)毫?.5 MPa 時(shí)，計(jì)算得到不同時(shí)刻激波管內(nèi)的壓力和溫度分布如圖7 所示。

在驅(qū)動(dòng)段內(nèi)最大壓力峰值為Chapman-Jouget（CJ）理論值，但是由于Taylor 波的作用壓力會(huì)迅速下降至峰值的一半以下，然后維持恒定，如圖7（a） 所示，這就是典型的CJ 爆轟壓力曲線。由于爆轟波從驅(qū)動(dòng)段上游端部起始，當(dāng)爆轟波到達(dá)膜片處時(shí)，驅(qū)動(dòng)段內(nèi)的氫氧混和氣全部反應(yīng)完畢，變成高溫高壓的驅(qū)動(dòng)氣體。膜片破裂后，驅(qū)動(dòng)氣體通過(guò)中心稀疏波膨脹加速進(jìn)入到被驅(qū)動(dòng)段，同時(shí)在被驅(qū)動(dòng)段內(nèi)形成入射激波，如圖7（b）～（c） 所示。由于正向爆轟驅(qū)動(dòng)激波管是直接利用爆轟波后的氣體作為驅(qū)動(dòng)氣體，這部分氣體受Taylor 波的影響，爆轟波后的壓力和速度向上游逐漸下降，因此也導(dǎo)致了入射激波后的壓力和速度不斷下降直至中心稀疏波尾，如圖7（d） 所示。由于稀疏波不斷追趕入射激波并使其不斷衰減，入射激波后不存在參數(shù)均勻區(qū)，這也正好符合爆炸沖擊波衰減曲線模擬要求。

激波管不同位置壓力曲線如圖8 所示，可以看出，由于爆轟后產(chǎn)生的Taylor 稀疏波和入射激波方向相同，從而會(huì)不斷追趕入射激波并使其不斷衰減，所以激波管內(nèi)的壓力波形和爆炸沖擊波衰減趨勢(shì)一致。

通過(guò)上述計(jì)算分析可知，驅(qū)動(dòng)段采用錐形截面時(shí)可以獲得很短的正壓作用時(shí)間，正向爆轟驅(qū)動(dòng)可以獲得更高的超壓峰值。在此基礎(chǔ)上，研制了一套驅(qū)動(dòng)段橫截面為錐形的激波管模擬爆炸沖擊波裝置，用于模擬產(chǎn)生近場(chǎng)爆炸沖擊波，并開(kāi)展了相關(guān)驗(yàn)證實(shí)驗(yàn)。

3 實(shí)驗(yàn)與討論

3.1 實(shí)驗(yàn)設(shè)備

研制的近場(chǎng)爆炸沖擊波模擬激波管裝置如圖9 所示，該設(shè)備激波管段長(zhǎng)度為8.2 m，其中，高壓驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)0.7 m，內(nèi)部采用錐形截面，最大內(nèi)徑為0.3 m；低壓被驅(qū)動(dòng)段長(zhǎng)度為7.4 m，包括長(zhǎng)3 m 的等徑段（內(nèi)徑為0.3 m）、長(zhǎng)3 m 的直通型擴(kuò)張段（出口處內(nèi)徑為0.5 m）和長(zhǎng)1.4 m 的等徑試驗(yàn)段（內(nèi)徑為0.5 m）。試驗(yàn)艙長(zhǎng)度為10 m，內(nèi)徑為1.4 m。高壓驅(qū)動(dòng)段安裝有3 個(gè)高壓氣動(dòng)閥，分別為氫氣、氧氣和氮?dú)忾y門(mén)，通過(guò)充氣控制系統(tǒng)充氣。該激波管可以采用高壓空氣驅(qū)動(dòng)，也可以采用爆轟驅(qū)動(dòng)。在驅(qū)動(dòng)段端部安裝高壓點(diǎn)火管，爆轟驅(qū)動(dòng)時(shí)用于點(diǎn)燃?xì)溲趸旌蠚怏w，從而產(chǎn)生高溫高壓驅(qū)動(dòng)氣體。在試驗(yàn)段距離激波管出口0.05 m 的激波管壁面上，安裝壓力傳感器作為來(lái)流自由場(chǎng)測(cè)點(diǎn)，壓力傳感器采用PCB113B21 壓電傳感器，信號(hào)經(jīng)過(guò)調(diào)理后通過(guò)數(shù)據(jù)采集器進(jìn)行采集和存儲(chǔ)波形。

3.2 高壓空氣驅(qū)動(dòng)實(shí)驗(yàn)

采用高壓空氣驅(qū)動(dòng)時(shí)，直接通過(guò)氮?dú)鈿鈩?dòng)閥向驅(qū)動(dòng)段內(nèi)充入空氣，根據(jù)超壓峰值模擬需求，采用滌綸膜或者刻槽鋁膜作為膜片，當(dāng)空氣壓力達(dá)到膜片最大承受壓力時(shí)膜片突然破裂，從而在被驅(qū)動(dòng)段內(nèi)產(chǎn)生入射激波，獲得壓力波曲線。

圖10 為采用高壓空氣驅(qū)動(dòng)時(shí)獲得的典型壓力曲線，實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，超壓峰值越大，正壓作用時(shí)間越長(zhǎng)，這同激波管理論計(jì)算結(jié)果一致。驅(qū)動(dòng)段采用錐形截面后，正壓作用時(shí)間能滿足近場(chǎng)爆炸沖擊波要求，同時(shí)，從圖10 也能看到明顯的負(fù)壓作用。如果繼續(xù)提高驅(qū)動(dòng)段壓力，可以獲得更高的超壓峰值，正壓作用時(shí)間也隨之延長(zhǎng)。

3.3 正向爆轟驅(qū)動(dòng)實(shí)驗(yàn)

采用爆轟驅(qū)動(dòng)時(shí)，需要通過(guò)高壓氣動(dòng)閥按照設(shè)計(jì)比例向驅(qū)動(dòng)段內(nèi)充入混合燃?xì)猓缓蟛捎酶邏狐c(diǎn)火器產(chǎn)生電火花，點(diǎn)燃混合氣體，從而產(chǎn)生氣相爆轟。

圖11 是采用充氣物質(zhì)的量的比n（H2）∶n（O2）=3∶1 作為正向爆轟驅(qū)動(dòng)氣體獲得的典型超壓曲線，從實(shí)驗(yàn)結(jié)果可以看出，正向爆轟驅(qū)動(dòng)可以獲得較高的超壓峰值，且正壓作用時(shí)間短，壓力曲線有明顯負(fù)壓作用效果，能夠滿足近場(chǎng)爆炸沖擊波模擬要求。

正向爆轟驅(qū)動(dòng)下，不同初始?jí)毫l件獲得的超壓峰值和正壓作用時(shí)間如表1 所示，可以看出，提高爆轟初始?jí)毫?，可以提高超壓峰值，但是?duì)正壓作用時(shí)間影響不大，這是由于正向爆轟驅(qū)動(dòng)稀疏波傳播方向和入射激波一致，其波形衰減特性基本一致，因此正壓作用時(shí)間基本相同。采用爆轟驅(qū)動(dòng)代高壓空氣驅(qū)動(dòng)，只需很低的初始?jí)毫涂梢垣@得較高超壓峰值。

3.4 討論

采用準(zhǔn)一維計(jì)算方法[23] 對(duì)激波管模擬爆炸沖擊波實(shí)驗(yàn)工況進(jìn)行數(shù)值計(jì)算分析，分析實(shí)驗(yàn)獲得的超壓曲線、數(shù)值計(jì)算結(jié)果以及與理想Friedlander 波形的差異。

在高壓空氣驅(qū)動(dòng)時(shí)，選取圖10（b） 工況計(jì)算得到的激波管內(nèi)波系如圖12（a） 所示，不同顏色表示不同壓力，可以明顯看到入射激波和反射激波相互作用過(guò)程，實(shí)驗(yàn)測(cè)點(diǎn)位置數(shù)值計(jì)算結(jié)果如圖12（b） 所示，為分析實(shí)驗(yàn)獲得沖擊波的衰減歷程，將根據(jù)公式（1） 計(jì)算得到的理想爆炸波波形也繪制在圖12（b） 中。

通過(guò)對(duì)比可以看出，在正壓作用時(shí)，實(shí)驗(yàn)獲得沖擊波曲線衰減歷程同理想Friedlander 波形衰減歷程基本一致，同時(shí)，正壓作用時(shí)實(shí)驗(yàn)結(jié)果同數(shù)值計(jì)算結(jié)果也基本符合。在負(fù)壓作用時(shí)，實(shí)驗(yàn)結(jié)果同理想爆炸波曲線有所差異，這是由于激波管運(yùn)行原理同火藥爆炸還是有所差異，只能模擬部分負(fù)壓作用效果，然而在爆炸沖擊中，正壓作用是占主導(dǎo)因素，因此，激波管可以作為爆炸沖擊波研究手段開(kāi)展相關(guān)實(shí)驗(yàn)。需要說(shuō)明的是，數(shù)值計(jì)算結(jié)果中負(fù)壓偏大，這是由于激波管出口突然膨脹，會(huì)產(chǎn)生渦流等復(fù)雜波形干擾，所采用的準(zhǔn)一維計(jì)算方法無(wú)法完全模擬，需要開(kāi)展二維數(shù)值計(jì)算，由于本文重點(diǎn)是介紹爆炸波模擬驅(qū)動(dòng)方法，這里就不詳細(xì)討論。

在正向爆轟驅(qū)動(dòng)時(shí)，選取圖11（b） 工況計(jì)算得到的激波管內(nèi)波系如圖13（a） 所示，實(shí)驗(yàn)結(jié)果和計(jì)算結(jié)果比較如圖13（b） 所示。圖13（a） 中不同顏色對(duì)應(yīng)不同的壓力分分布，可以看出爆轟驅(qū)動(dòng)時(shí)在激波管內(nèi)存在復(fù)雜的波系結(jié)構(gòu)，但是實(shí)驗(yàn)測(cè)點(diǎn)位置獲得的沖擊波曲線同F(xiàn)riedlander 波形符合很好，數(shù)值模擬結(jié)果同樣是受出口膨脹波影響與實(shí)驗(yàn)曲線有所差異，后續(xù)也將針對(duì)出口復(fù)雜波系結(jié)構(gòu)開(kāi)展深入研究。

在爆轟驅(qū)動(dòng)方式下，進(jìn)一步提高爆轟初始?jí)毫Γ梢垣@得更高的入射激波馬赫數(shù)，從而得到更高的超壓峰值。但是需要注意的是，隨著入射激波馬赫數(shù)的增大，接觸面?zhèn)鞑ゾ嚯x也會(huì)增大，甚至可以到達(dá)試驗(yàn)測(cè)點(diǎn)位置，也即爆轟高溫燃?xì)猱a(chǎn)物到達(dá)測(cè)試樣品位置。圖14（a） 為正向爆轟驅(qū)動(dòng)過(guò)程中激波管內(nèi)的溫度場(chǎng)分布，可以看出，爆轟高溫氣體在實(shí)驗(yàn)過(guò)程中會(huì)達(dá)到測(cè)點(diǎn)位置，圖14（b） 為壓力傳感器測(cè)點(diǎn)位置的溫度計(jì)算結(jié)果，入射激波到達(dá)后氣體升溫是入射激波壓縮空氣后產(chǎn)生的，后來(lái)隨著接觸面的到來(lái)，爆轟高溫燃?xì)膺_(dá)到，因此測(cè)點(diǎn)溫度升高到了1 500 K 左右。在爆炸沖擊波模擬實(shí)驗(yàn)中，應(yīng)避免接觸面達(dá)到測(cè)點(diǎn)位置，因此模擬的超壓峰值應(yīng)在合理范圍。但是當(dāng)接觸面到達(dá)測(cè)點(diǎn)位置后，也可以模擬近場(chǎng)爆炸中火球溫度場(chǎng)對(duì)試驗(yàn)樣品的影響。

4 結(jié) 論

開(kāi)展了激波管模擬產(chǎn)生近場(chǎng)爆炸沖擊波計(jì)算和實(shí)驗(yàn)研究，分析了常規(guī)激波管在模擬近場(chǎng)爆炸沖擊波時(shí)存在的問(wèn)題，設(shè)計(jì)了一種驅(qū)動(dòng)段為錐形截面驅(qū)動(dòng)的激波管，研制了一套爆炸沖擊波模擬裝置，并采用空氣驅(qū)動(dòng)和爆轟驅(qū)動(dòng)開(kāi)展了相關(guān)驗(yàn)證實(shí)驗(yàn)，得到的結(jié)論如下。

（1） 常規(guī)激波管采用等截面高壓空氣驅(qū)動(dòng)，設(shè)備的有效長(zhǎng)度利用率較低，正壓作用時(shí)間長(zhǎng)，提高超壓峰值困難，難以滿足近場(chǎng)爆炸沖擊波模擬需求。

（2） 驅(qū)動(dòng)段采用錐形截面可以讓稀疏波更快地反射，從而改善模擬產(chǎn)生的爆炸沖擊波波形，正壓作用時(shí)間可以縮短近一半，同時(shí)可以提高設(shè)備的有效利用率。

（3） 采用正向爆轟驅(qū)動(dòng)技術(shù)，利用化學(xué)能代替高壓空氣驅(qū)動(dòng)提高驅(qū)動(dòng)氣體聲速，在低爆轟初始?jí)毫ο驴梢垣@得高的超壓峰值，產(chǎn)生的超壓曲線滿足近場(chǎng)爆炸沖擊波形要求。

（4） 研制了一套模擬產(chǎn)生近場(chǎng)爆炸沖擊波的激波管裝置，測(cè)試獲得了超壓峰值為64.7～813.4 kPa、正壓作用時(shí)間為1.7～4.8 ms 的爆炸沖擊波波形，該裝置可為近場(chǎng)爆炸沖擊波致傷及防護(hù)效應(yīng)評(píng)價(jià)提供實(shí)驗(yàn)條件。

參考文獻(xiàn)：

[1]ELDER G A， CRISTIAN A. Blast-related mild traumatic brain injury： mechanisms of injury and impact on clinical care [J].Mount Sinai Journal of Medicine： A Journal of Translational and Personalized Medicine， 2009， 76（2）： 111–118. DOI： 10.1002/msj.20098.

[2]TURNER R C， NASER Z J， LOGSDON A F， et al. Modeling clinically relevant blast parameters based on scaling principlesproduces functional amp; histological deficits in rats [J]. Experimental Neurology， 2013， 248： 520–529. DOI： 10.1016/j.expneurol.2013.07.008.

[3]RISDALL J E， MENON D K. Traumatic brain injury [J]. Philosophical Transactions of the Royal Society B： BiologicalSciences， 2011， 366（1562）： 241–250. DOI： 10.1098/rstb.2010.0230.

[4]HERNANDEZ A， TAN C F， PLATTNER F， et al. Exposure to mild blast forces induces neuropathological effects，neurophysiological deficits and biochemical changes [J]. Molecular Brain， 2018， 11（1）： 64. DOI： 10.1186/s13041-018-0408-1.

[5]NING Y L， ZHOU Y G. Shock tubes and blast injury modeling [J]. Chinese Journal of Traumatology， 2015， 18（4）： 187–193.DOI： 10.1016/j.cjtee.2015.04.005.

[6] BAKER W E. Explosions in air [M]. Austin： University of Texas Press， 1973.

[7] CLEMEDSON C J， CRIBORN C O. A detonation chamber for physiological blast research [J]. Journal of Aviation Medicine，1955， 26（5）： 373–381.

[8] BAKER W E. Explosions in air [M]. Austin： University of Texas Press， 1973.FILLER W S. Propagation of shock waves in a hydrodynamic conical shock tube [J]. Physics of Fluids， 1964， 7（5）： 664–667.DOI： 10.1063/1.1711266.

[9]STEWART J B， PECORA C. Explosively driven air blast in a conical shock tube [J]. Review of Scientific Instruments， 2015，86（3）： 035108. DOI： 10.1063/1.4914898.

[10]COURTNEY A C， ANDRUSIV L P， COURTNEY M W. Oxy-acetylene driven laboratory scale shock tubes for studying blastwave effects [J]. Review of Scientific Instruments， 2012， 83（4）： 045111. DOI： 10.1063/1.3702803.

[11]COURTNEY M W， COURTNEY A C. Note： a table-top blast driven shock tube [J]. Review of Scientific Instruments， 2010，81（12）： 126103. DOI： 10.1063/1.3518970.

[12]CELANDER H， CLEMEDSON C J， ERICSSON U A， et al. The use of a compressed air operated shock tube forphysiological blast research [J]. Acta Physiologica Scandinavica， 1955， 33（1）： 6–13. DOI： 10.1111/j.1748-1716.1955.tb01188.x.

[13]CULBERTSON D W. Description and performance of a conical shock tube nuclear air blast simulator [C]// Proceedings ofthe Seventh International Shock Tube Symposium. Toronto： University of Toronto Press， 1970： 396–409. DOI： 10.3138/9781487595876-024.

[14]OPALKA K O， MARK A. The BRL-Q1D code： a tool for the numerical simulation of flows in shock tubes with variablecross-sectional areas： AD-A139631 [R]. Aberdeen： U. S. Army Ballistic Research Laboratory， 1986.

[15]YU H R， GU J H， LI Z F， et al. Generation of blast wave by means of the normal shock tube [C]//Proceedings of theInternational Symposium on Shock Waves. Sendai， Japan， 1992： 897–900.

[16]王正國(guó)， 孫立英， 楊志煥， 等. 系列生物激波管的研制與應(yīng)用 [J]. 爆炸與沖擊， 1993， 13（1）： 77–83. DOI： 10.11883/1001-1455（1993）01-0077-7.

WANG Z G， SUN L Y， YANG Z H， et al. The design production and application of a series of bio-shock tubes [J]. Explosionand Shock Waves， 1993， 13（1）： 77–83. DOI： 10.11883/1001-1455（1993）01-0077-7.

[17]KIRK D R， FAURE J M， GUTIERREZ H， et al. Generation and analysis of blast waves from a compressed air-driven shocktube [C]//38th Fluid Dynamics Conference and Exhibit. Seattle： AIAA， 2008： 4777. DOI： 10.2514/6.2008-3847.

[18]KLEINSCHMIT N N. A shock tube technique for blast wave simulation and studies of flow structure interactions in shocktube blast experiments [D]. Lincoln： The University of Nebraska， 2011.

[19]NGUYEN T T N， WILGEROTH J M， PROUD W G. Controlling blast wave generation in a shock tube for biologicalapplications [J]. Journal of Physics： Conference Series， 2014， 500： 142025. DOI： 10.1088/1742-6596/500/14/142025.

[20]ANDREOTTI R， COLOMBO M， GUARDONE A， et al. Performance of a shock tube facility for impact response ofstructures [J]. International Journal of Non-Linear Mechanics， 2015， 72： 53–66. DOI： 10.1016/j.ijnonlinmec.2015.02.010.

[21]LI X D， HU Z M， JIANG Z L. Numerical investigation of the effects of shock tube geometry on the propagation of an idealblast wave profile [J]. Shock Waves， 2017， 27（5）： 771–779. DOI： 10.1007/s00193-017-0716-x.

[22]FRIEDLANDER F G. The diffraction of sound pulses Ⅰ： diffraction by a semi-infinite plane [J]. Proceedings of the RoyalSociety A： Mathematical， Physical and Engineering Sciences， 1946， 186（1006）： 322–344. DOI： 10.1098/rspa.1946.0046.

[23]LUO K， WANG Q， LI J W， et al. Numerical modeling of a high-enthalpy shock tunnel driven by gaseous detonation [J].Aerospace Science and Technology， 2020， 104： 105958. DOI： 10.1016/j.ast.2020.105958.

（責(zé)任編輯 張凌云）