圓形破口附近氣泡動態特性實驗研究*

王詩平 張阿漫 劉云龍 吳超

1 引言

水下攻擊武器是艦船生命力的主要威脅,水下武器爆炸產生強大的沖擊波,尤其是當藥包距離結構較近時,藥包爆炸產生的巨大氣泡也會對船體造成嚴重破壞[1].一方面,氣泡脈動過程在最小體積附近輻射出較大的氣泡脈動壓力;另一方面,距離水中結構物較近時,在結構Bjerknes效應的作用下,靠近壁面的氣泡在其收縮階段被結構表面強烈地吸引,遠離壁面的一側氣泡加速收縮并向氣泡內部凹陷,產生指向結構的高速射流,并穿透氣泡,沖擊壁面[2-4].這種射流沖擊作用,沖擊壓力幅值與脈寬均較大,能對水中結構物產生嚴重的局部損傷[5,6].真實水下爆炸氣泡運動拍攝不僅耗資巨大,而且氣泡運動現象不易捕捉,因此縮比實驗仍是最直接有效的研究方法.以往研究者采用縮比水下爆炸氣泡實驗[5,7]研究水下爆炸氣泡動態特性,得到了很多重要的結論,但由于安全性差,操作困難,且水質不利于對氣泡形態的觀察.發展出激光[8,9]和電火花[6,10-14]在水槽中產生氣泡來取代水下爆炸氣泡的實驗方法,而電火花實驗裝置簡單可靠、操作性強等優點,得到了廣泛的應用.

以往對該問題的研究多是針對完整壁面[5,8,10],但艦船由于沖擊波損傷產生破口后,破口位置仍有可能受到爆炸生成氣泡的二次攻擊,而破口的存在改變了水下爆炸氣泡的邊界條件,必定使得氣泡的脈動和射流特性與完好壁面附近氣泡的運動相比存在較大差異,因此有必要對其進行深入的研究.本文在前人研究成果的基礎上,基于電火花實驗研究的方法,采用低壓放電配合高速攝影實驗裝置,重點考查單個氣泡在圓形破口附近(同心、偏心情況下)的脈動和射流特性,分析壁面上存在破口的情形對氣泡的脈動過程和射流特性造成的影響,以及該影響與破口無量綱半徑和無量綱距離的相互關系.

2 工況設置

實驗在0.5 m×0.5 m×0.5 m的水箱內進行.由可調式低電壓打火裝置產生200 V左右的瞬時脈沖,通過連接在電極上的銅絲放電,放電瞬間電能轉化為內能放出大量的熱將銅絲瞬間熔斷,周圍水氣化產生氣泡.同時,啟動高速攝影裝置捕捉氣泡形態,具體的實驗裝置設置參見文獻[6].實驗中的壁面為0.5 mm厚的鋼板,中心鉆出圓孔破口,破口半徑分別為2,3,4,5和11 mm.采用200 V電壓生成電火花氣泡最大半徑Rm為12 mm+1.5 mm.破口剛性壁面為惟一邊界條件.鋼板豎直固定于水中,氣泡中心的初始位置同破口圓心水平,如圖1所示.

圖1 破口示意圖 (a)正視圖;(b)側視圖

建立如圖1所示的坐標系,坐標系原點位于破口中心位置,沿板所在平面的垂直方向為X方向,Y方向與OX所在水平面方向垂直,(x,y)為氣泡中心在該坐標系下的坐標,Rh表示破口半徑.為了使實驗研究具有普遍性,采用氣泡最大半徑Rm將破口半徑Rh和氣泡中心位置(x,y)無量綱化,如下式所示：

式中,γh表示無量綱破口半徑;γx和γy表示氣泡到壁面初始無量綱位置.

按照圖1所示的實驗布置,針對與破口同心的實驗工況,分別選擇在相同破口半徑γh和不同橫坐標γx,以及相同橫坐標γx和不同破口半徑γh的工況中進行實驗,針對與破口偏心的實驗工況,在相同γh和γx下,對不同偏心位置γy進行實驗,選取典型工況進行實驗結果分析.

3 破口附近氣泡實驗

3.1 破口附近同心氣泡運動特性隨距離變化規律

本次實驗過程中200 V電壓下的電火花氣泡最大半徑為12 mm+1.5 mm.本節中板的破口半徑Rh=4 mm,選取典型工況考察并分析氣泡在破口無量綱半徑γh=0.33附近不同爆距下的實驗現象及規律.各工況 (γx,γy)如表 1 所示.

表1 氣泡爆距變化工況匯總表

圖2 氣泡無量綱中心位于(0.07,0)時破口附近氣泡脈動過程 (a)t=0.10 ms;(b)t=0.30 ms;(c)t=1.00 ms;(d)t=2.25 ms;(e)t=3.10 ms;(f)t=3.65 ms;(g)t=4.00 ms;(h)t=4.50 ms

在圖2中,氣泡的初始無量綱坐標為(0.07,0).在初始膨脹階段氣泡跨過破口,在壁面兩側同步發展,當氣泡尺寸超過破口時,壁面左側部分膨脹速度放慢,滯后于右側氣泡的主要部分.在t=2.25ms時氣泡膨脹至最大體積,氣泡以豎直壁面為界兩側呈半球形,左側小,右側大.隨后氣泡開始坍塌,左側部分氣泡收縮速度明顯快于右側,如t=3.10 ms所示.在氣泡坍塌的最后階段,破口兩側氣泡在壁面處分裂為左小右大的兩個子氣泡.與無破口剛性壁面附近氣泡形成朝向壁面方向射流相反,帶破口板會誘導氣泡形成以向右方向為主的方向相反的射流.

圖3中氣泡的初始無量綱位置為(0.59,0),由于氣泡到破口距離較近,與圖2相似,在氣泡膨脹階段,氣泡會穿過破口而膨脹,如t=1.25 ms所示,氣泡在t=2.25 ms時刻分裂為兩個子氣泡,隨后形成的射流方向與壁面方向相反,射流寬度大約為4 mm,如圖3(e)所示,這股射流穿透氣泡右側,而后其整體坍塌,射流大部分穿過破口,與完整壁面氣泡射流完全作用在壁面的情況相比,氣泡對已生成破口的二次打擊能力大大削弱.

圖3 氣泡無量綱中心位于(0.59,0)時破口附近氣泡脈動過程 (a)t=0.15 ms;(b)t=0.50 ms;(c)t=1.25 ms;(d)t=2.25 ms;(e)t=3.25 ms;(f)t=4.05 ms;(g)t=4.35 ms;(h)t=5.00 ms

圖4 氣泡無量綱中心位于(1.10,0)時破口附近氣泡脈動過程 (a)t=0.15 ms;(b)t=0.50 ms;(c)t=1.15 ms;(d)t=2.10 ms;(e)t=2.85 ms;(f)t=3.20 ms;(g)t=3.35 ms;(h)t=3.45 ms

在圖4中,氣泡的初始無量綱位置為(1.10,0),在氣泡膨脹到最大體積附近,破口對氣泡的影響較小.而在氣泡坍塌過程中,由于破口的存在,使氣泡產生與壁面相反的射流,導致氣泡靠近壁面一側產生凹陷,這種特征一直保持.氣泡朝向壁面方向的射流形成于其坍塌至最小體積之后,如圖4(h)所示,這股射流在坍塌亦是穿過破口,氣泡的二次打擊能力進一步被削弱.

圖5 不同無量綱初始位置下破口附近氣泡中心位移曲線

與破口同心工況下,不同無量綱距離時氣泡中心水平偏移隨時間變化曲線如圖5所示.

由圖5可知,在氣泡與破口同心時,當γx=0.07時由于氣泡中心位移由破口主導,膨脹階段被破口所吸引,收縮階段被破口排斥;隨著γx的增大,在膨脹階段被壁面輕微的排斥,而在收縮階段被強烈地吸引,γx越大,且氣泡的遷移運動越平緩.

3.2 破口附近同心氣泡運動特性隨破口半徑變化規律

在氣泡與破口同心條件下,當破口半徑不同時,氣泡的運動特征也不相同,因此,本部分討論在無量綱初始距離γx=0.09條件下,不同破口半徑對氣泡坍塌的影響.

圖6中從左至右破口半徑γh依次增大.氣泡均在200 V電壓下生成,破口半徑別γh為0.17,0.25,0.42和0.92.對比發現,破口半徑越小,對于膨脹階段的氣泡穿透破口的限制作用就越大,如圖6(a)中壁面左側氣泡尚未發展成熟便在右側主體氣泡的帶動下快速收縮;圖6(b)和圖6(c)中,左右兩側氣泡尺寸分界明顯;而圖6(d)中左右兩側的氣泡在縱向尺寸上相差甚小.

圖6 γx=0.09時不同尺寸破口處氣泡最大半徑時刻對比圖 (a)γh=0.17;(b)γh=0.27;(c)γh=0.42;(d)γh=0.92

對于不同尺寸破口的實驗中,同一破口附近的氣泡隨爆距由近及遠的變化,脈動過程和射流特性都有著同前節所描述的相同的變化歷程,即膨脹過程中穿透破口氣泡比重逐漸減小、先后產生向右和向左的對射流——只產生向左射流的過程.針對破口附近氣泡運動時形成對射流的特殊現象,本文提取了不同破口實驗中產生對射流的最小無量綱爆距,并繪制曲線如圖7.

圖7中可見,γx值均隨著γh的增大而遞增,說明破口尺寸越大,破口對于初始中心與其在同一水平面上氣泡的影響距離就越遠.將所得數據點進行多項式擬合,得到氣泡在破口同心附近運動時,氣泡形成對射流最小γx與破口半徑γh之間滿足如下關系：

圖7 不同破口半徑附近對射流最小γx曲線

3.3 破口附近偏心氣泡的運動特性隨偏心位置γy的變化規律

上面討論的是比較特殊的情況,即氣泡在破口同心位置生成.然而氣泡在破口非同心位置(偏心)生成更為普遍,本小節討論破口附近偏心氣泡的運動.本部分主要討論破口半徑γh=0.42時,相同γx,不同γy時氣泡的運動特性.

圖8表示γh=0.42,γx≈0.45時氣泡運動特性隨γy的變化,從左到右分別表示氣泡的運動特性隨不同氣泡中心位置(γx,γy)的變化,從上到下分別表示氣泡脈動過程膨脹到最大體積、坍塌、射流的不同階段.從左到右氣泡中心位置(γx,γy)分別為(0.46,0),(0.46,0.23),(0.44,0.33),(0.43,0.46),(0.43,0.78),圖中虛線為破口的中心位置.從圖8(a)可以看到,隨著偏心位置γy的增加,氣泡運動過程中的不對稱性越來越明顯,其下部穿越破口到達破口另一側的部分也越來越少.邊界條件的不對稱性導致氣泡坍塌過程中形成的射流向右下方偏斜,且偏斜的角度隨著γy的增加而增加,如圖8(b)箭頭所示.圖8(b)第一幅圖中用細實線描出了高速攝影拍攝的當前時刻射流形狀.在坍塌的最后狀態,如圖8(c)所示,氣泡在破口偏心位置生成時,氣泡射流指向破口的上沿,當γy較大時(γy≥0.78),這股射流則完全作用在壁面上.因此,由上述分析可知,水下爆炸氣泡對結構的二次攻擊威力隨γy的增加而增加,即破口對氣泡二次攻擊的削弱作用降低,越來越接近氣泡對完整剛性壁面的打擊效果.

圖8 γh=0.42,γx≈0.45,γy分別為0,0.23,0.33,0.46和0.78時氣泡的運動

圖9 表示γh=0.42,γx≈0.85時氣泡運動特性隨γy的變化,圖片的排列規則與圖8相同.從左到右氣泡中心位置(γx,γy)分別為(0.83,0),(0.86,0.23),(0.87,0.48)和(0.83,0.76).與圖8結果相似,由于邊界條件不對稱性,氣泡膨脹到最大體積和坍塌射流過程中,不對稱性隨γy的增加而越來越明顯,如圖9(a)中氣泡穿透壁面部分越來越少.圖9(b)與圖8(b)對比發現,圖9(b)中氣泡內部產生朝向右上方的凹陷,且角度隨γy的增加而增加,在氣泡射流階段,與圖8(c)相似,氣泡在破口偏心位置生成時,氣泡射流指向破口的上沿,當γy較大時(γy≥0.76),這股射流完全作用在壁面上,如圖9(c)所示.

圖9 γh=0.42,γx≈0.45,γy分別為0,0.23,0.48和0.76時氣泡的運動

4 結論

本文采用電火花氣泡生成與觀察實驗裝置,研究了平板破口附近氣泡的動態特性,發現破口的存在會明顯改變氣泡的運動.通過對實驗結果的分析得出如下結論：

1)當氣泡與破口位置同心時,破口的存在對附近氣泡運動的影響與壁面相反,破口的“腔吸效應”會使氣泡在坍塌過程中產生凹陷;同時誘導氣泡產生背向破口的射流,同壁面誘導射流一起形成對射流現象;

2)當氣泡與破口位置同心時,破口的存在會削弱壁面對氣泡的抑制作用,破口尺寸越大,壁面對氣泡的抑制作用越小,但破口的影響范圍也越大;

3)當氣泡與破口位置偏心時,在破口半徑和橫向坐標一定的情況下,破口附近氣泡的二次毀傷威力隨偏心位置的增加而增加,即隨著氣泡遠離破口,破口對其影響減小,接近氣泡對完整壁面的打擊效果.

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