劉 瀾, 薛 琨, 史曉亮, 李建平

(北京理工大學機電學院, 北京 100081)

引言

將沖擊波作為一種加載能源已成為沖擊波技術的重要應用方向, 常用于研究材料的結構和物理化學性質變化, 如顆粒、 粉體材料的動態(tài)壓實[1]、 固態(tài)相變[2-3]、 化合物分解[4]、 新化合物的生成[5]等. 目前, 沖擊波的生成大部分是利用炸藥、 可燃氣體爆炸或壓縮氣體膨脹作為能量源. 常用的沖擊波加載裝置有激波管、 爆轟激波管、 輕氣炮、 高速飛片、 激光沖擊等, 這些裝置利用高壓氣體膨脹產生沖擊波, 或利用爆轟產物直接或間接撞擊樣品, 在樣品內部產生沖擊波. 這些沖擊波具有不同的特征波形和特征時間, 已廣泛用于研究材料高壓狀態(tài)下的材料特性[6-7]、 沖擊波衰減規(guī)律[8]、 界面不穩(wěn)定性[9-10]等問題.

實驗室條件下獲得的可控沖擊波基本為一維傳播的平面波, 很難實現(xiàn)匯聚或發(fā)散沖擊波. 慣性約束核聚變[11]、 體外激波碎石機[12]、 激波聚焦點火[13]等研究領域都涉及匯聚激波. 而發(fā)散沖擊波普遍存在于各種外爆應用中, 與爆破工程和防護工程密切相關. 目前, 龍桐等[14]和丁舉春等[15]采用平面匯聚等裝置已經在實驗室條件下實現(xiàn)了可控的沖擊波匯聚, 但發(fā)散沖擊波主要依靠炸藥爆炸獲得, 通過調節(jié)炸藥種類和距離爆點的等效距離來獲得不同超壓和沖量的球面/柱面波. 在爆轟產物影響區(qū)內爆炸波的波形和穩(wěn)定性受到膨脹產物氣體流動穩(wěn)定性的強烈影響, 而影響區(qū)外的球面/柱面爆炸波曲率半徑較大, 且容易受到壁面(如地面)反射波的影響. 在采用炸藥爆炸實現(xiàn)發(fā)散沖擊加載的研究中, 往往利用局部爆炸波對材料/結構進行近似平面的加載, 而非利用完整的球面/柱面波對樣品實現(xiàn)徑向加載. 炸藥的爆壓和爆熱決定了炸藥爆炸后沖擊波的超壓和沖量. 因此要在同樣的曲率半徑下改變球面/柱面沖擊波超壓和沖量, 必須調整炸藥的化學組分或者微結構, 這在實際應用過程中是很難實現(xiàn)的. Rodriguez等[16-17]， Grady[18]和Gregoire等[19]設計了由激波管與水平徑向Hele-Shaw Cell結合的實驗裝置, 通過調節(jié)激波管內高壓段的壓力和長度, 可以實現(xiàn)對Hele-Shaw Cell中沖擊波超壓和沖量的調控. 這種設計實現(xiàn)了在實驗室條件下形成可控的發(fā)散沖擊波. 同時由于Hele-Shaw Cell的準二維特性, 材料在準二維柱面波加載作用下的運動和變形滿足平面應變條件. 如果Hele-Shaw Cell的頂板采用透明材質, 則易于采用DIC或PICD等數(shù)字圖像技術獲得測試樣品在發(fā)散沖擊波加載作用下的變形和應變場.

為了將Hele-Shaw Cell內部的柱面沖擊波沖擊超壓提高一個量級, 本文用爆炸管道代替激波管, 用爆炸波驅動Hele-Shaw Cell內部的柱面沖擊波. 采用單位當量比的甲烷氧氣預混氣作為燃爆體系, 獲得的沖擊波超壓可達到3 000 kPa, Mach數(shù)可達到2.9. CFD數(shù)值模擬揭示了不同結構參數(shù)和初始體系條件下燃爆過程的轉變, Hele-Shaw Cell內部的柱面波傳播過程與燃爆過程的耦合.

1 加載裝置設計原理和結構

發(fā)散沖擊波加載裝置原理如圖1所示, 其主體部分由充滿預混氣體的豎直爆炸管道和水平Hele-Shaw Cell組成, 爆炸管道上端出口和Hele-Shaw Cell下板開孔連接, 之間由一層具有一定強度的膜片隔開. 爆炸管道中的預混氣體從底部點火后形成豎直向上傳播的沖擊波, 傳播至膜片處后如果無法破裂膜片, 將會向下反射進一步壓縮加熱預混氣, 反射波與火焰面作用后使得火焰面加速. 加速的火焰面誘導出更強的沖擊波. 當膜前能量累積到一定值時, 膜片破裂, 高溫高壓的產物氣體釋放出強沖擊波進入Hele-Shaw Cell內部. 由于Hele-Shaw Cell上下兩板的限制, 沖擊波從中心孔沿徑向向外傳播, 形成柱面波. 柱面波的峰值超壓、 波形和衰減規(guī)律與破膜沖擊波壓力以及波后產物氣體的壓力、 溫度、 密度密切相關.

圖1 沖擊波加載裝置原理圖

基于以上燃爆驅動發(fā)散柱面沖擊波的設計原理, 設計搭建了如圖2所示的實驗裝置. 爆炸管道主體為長400 mm, 內徑30 mm, 壁厚6 mm的鋼管, 側壁處安裝開口閥, 用于抽真空和充入預混氣體, 底端與電火花點火裝置連接. 爆炸管道上端開口處通過法蘭和4個螺栓與Hele-Shaw Cell的底板(直徑500 mm, 厚8 mm圓形鋼板)中部的開孔(直徑30 mm)緊密連接, 開口與開孔之間有一片0.1mm 厚的BOPP膜(承壓1 MPa). Hele-Shaw Cell上板同樣為直徑500 mm、 厚8 mm的圓形鋼板, 為了便于觀測, 將上板的1/4圓面積替換為厚8 mm 的亞克力玻璃板, 玻璃板下表面與其余3/4圓的鋼板下表面齊平, 玻璃觀測窗與鋼板之間的連接如圖3所示. 上板通過沿外緣的8個G型夾與下板固定, 通過調節(jié)G型夾上下夾頭的距離可以調整上下板間隙, 并保證上下板平行, 本實驗中保持上下板間隙b=3 mm. 為了獲得Hele-Shaw Cell內部壓力的演化情況, 在上板3/4圓的鋼板上沿相互垂直的兩個徑向方向L1和L2布設兩路壓力傳感器(Kistler壓電式壓力傳感器), L1方向上傳感器距中心的徑向距離分別為20, 27.5, 40, 56, 60, 80, 100 mm, L2方向上傳感器的徑向距離分別為20, 27.5, 40， 56 mm, 如圖4所示. 在觀察窗上方假設高速攝影機(Photron SA-Z), 用于觀測Hele-Shaw Cell內部燃爆產物氣體的膨脹運動過程.

圖2 裝置示意圖

圖3 裝置實物圖

圖4 壓力監(jiān)測點分布示意圖

2 實驗數(shù)據分析

實驗開始前向爆炸管道內充入已在混氣室內混合均勻的單位當量比的甲烷氧氣勻混氣, 直到管內壓力達到設定的預混氣初始壓力p0.壓力測試系統(tǒng)和高速攝像系統(tǒng)通過同步觸發(fā)實現(xiàn)數(shù)據的同步采集. 圖5為預混氣初始壓力p0=0.1 MPa, Hele-Shaw Cell 上下板間距b=3 mm時, 預混氣點燃后與高速攝影同步的壓力傳感器獲得的典型壓力曲線. 各個位置處的壓力曲線都表現(xiàn)出沖擊波的特征壓力脈沖, 壓力上升速率100 kPa/μs, 脈沖寬度為120 μs.

圖5 Hele-Shaw Cell內的壓力曲線

圖6為距離Hele-Shaw Cell中心點相同半徑處的不同角度位置處的壓力曲線, 可以看出相同半徑處壓力測點的起跳時間基本重合, 且超壓值與超壓持續(xù)時間都基本相同, 證明了Hele-Shaw Cell內部柱面沖擊波的環(huán)向均勻性.

圖6 Hele-Shaw Cell內相同半徑不同角度處的壓力曲線

圖7給出了在0.8 ms內Hele-Shaw Cell內部產物氣體的膨脹過程. 在最開始的0.15 ms內, 發(fā)散出明亮黃白光的高溫團狀產物氣體沿徑向膨脹. 通過提取高速攝影圖片中高溫產物氣體的外界面, 分析得到其膨脹速度為700 m/s, 其中, 熱擴散不穩(wěn)定性和氣動不穩(wěn)定性造成了圓形界面的鋸齒狀微小擾動; 之后產物的膨脹速度明顯放緩, 0.2 ms以后膨脹速度僅為300 m/s, 界面擾動的增強和內部流場的湍流加劇了熱擴散, 高溫產物氣體的溫度下降表現(xiàn)為輻射光線亮度明顯削弱, 由明亮的黃白光轉變?yōu)橄鄬^暗的紅白光; 在0.5 ms時, 產物氣體突然再次迸發(fā)亮白色光線, 同時在靠近氣體出口處出現(xiàn)環(huán)形間斷面. 根據下面的分析可知, 在沖擊波沖破出口處膜片時, 在Hele-Shaw Cell上板反射后向下進入爆炸管道內, 在底部反射后向上傳播, 經過已破膜的上端出口再次進入到Hele-Shaw Cell內部, 再次壓縮加熱Hehe-Shaw Cell內部的產物氣體, 使其溫度顯著增加, 輻射出強烈的白色光線. 0.5 ms和0.7 ms的高速攝影圖片上出口附近都出現(xiàn)了環(huán)形暗色區(qū)域, 意味著高溫產物氣體已經完全從爆炸管道內進入Hele-Shaw Cell內部. 對比圖5， 圖7可以發(fā)現(xiàn), 壓力脈沖的持續(xù)時間僅僅在0.12～0.18 ms, 與產物氣體膨脹的第1階段相對應, 此后壓力僅在0.4～0.6 ms出現(xiàn)第2個明顯減弱的壓力峰, 對應于第2次進入Hele-Shaw Cell內部的壓縮波. 膨脹產物氣體內部壓力的顯著下降表現(xiàn)為壓力曲線的持續(xù)衰減, 甚至出現(xiàn)負壓; 流動不穩(wěn)定造成了壓力曲線的小幅波動.

圖7 Hele-Shaw Cell內部產物氣體的膨脹過程

通過壓力測點之間的間距和對應壓力起跳點之間的時間間隔可以得到沖擊波在兩個壓力測點之間的平均速度vs.圖8給出了峰值超壓隨徑向距離的變化. 在最靠近出口的L1-20(距離出口外緣 5 mm)處出現(xiàn)壓力峰值的極值Δpmax～3 700 kPa, 這是由于頂板反射波與徑向柱面波的匯聚效應. 超壓峰值在稍遠的位置處(L1-27.5)迅速衰減到 1 500 kPa, 然后沿徑向緩慢衰減. 圖9為沖擊波傳播速度隨徑向的分布圖, 沖擊波速度從1 500 m/s衰減到 1 300 m/s, 即Ma從4.4衰減到3.8. 由圖10可知, 沖擊波位于產物氣體界面前方, 且沖擊波傳播速度遠遠快于產物氣體的膨脹速度. 另外, 盡管峰值超壓隨徑向衰減, 但由于壓力衰減速率的放緩, 壓力脈沖對應的沖量基本不隨徑向距離變化.

圖8 Hele-Shaw Cell內沖擊波超壓分布

圖9 Hele-Shaw Cell內沖擊波速度分布

圖10 Hele-Shaw Cell內沖擊波面與火焰面速度隨時間的演化圖

3 沖擊波產生原理的數(shù)值模擬分析

3.1 計算模型

為進一步研究加載裝置中沖擊波的產生與傳播原理, 使用FLUENT軟件對燃爆過程以及沖擊波的傳播過程進行數(shù)值模擬. 為了提高計算效率, 在保證計算精度的條件下將實驗裝置簡化為二維軸對稱模型. 本文采用 SIMPLE 算法求解壓力速度耦合問題, 采用RNG(重整化群)k-ε湍流模型, 使用有限速度模型、 渦耗散燃燒模型求解反應物和生成物輸運組分方程, 壁面條件為靜態(tài)無滑移壁面. 在Gambit中建立模型、 劃分網格, 網格尺寸為0.05 mm, 并在近壁面處進行加密. 在爆轟管開口處、 Hele-Shaw Cell內部等距離設置壓力監(jiān)測點, 如圖11所示.

圖11 計算模型示意圖

本文通過改變點火條件來控制爆炸管道內可燃預混氣體的燃爆過程, 得到了不同的加載條件.

3.2 爆燃工況

爆炸管道內為初始壓力100 kPa的當量比為1的CH4-O2預混氣體, 當點火能量為0.2 J, 點火半徑為2 mm時, 爆炸管道內實現(xiàn)爆燃過程, 圖12為爆燃工況下爆炸管道內的沖擊波隨時間的傳播過程云圖. 點火后形成沖擊波并向前傳播, 對未燃區(qū)的預混氣體產生壓力擾動, 提高了氣體的湍流度及溫度, 1.05 ms時沖擊波第1次到達出口膜片處, 反射后反向向點火端傳播, 到達管道中間位置時, 反射波與預混氣體進一步燃燒反應產生的壓縮波相遇、 疊加, 再次向出口端傳播. 期間, 不斷產生與反射的沖擊波提高了爆炸管道內預混氣體的湍流程度, 火焰、 沖擊波相互耦合的正反饋機制使得爆炸不斷加速[20], 沖擊波速度由0.45 ms時的411 m/s增大到1.95 ms時的1 000 m/s, 多個沖擊波相互追趕疊加形成強沖擊波, 直到2.028 ms時沖擊波破膜進入Hele-Shaw Cell中. 此后, 沖擊波不斷在點火端和上板之間反射, 所以在壓力曲線中出現(xiàn)多個峰值.

圖12 爆燃工況下沖擊波傳播過程的壓力云圖

圖13為上述工況下數(shù)值模擬中沖擊波在爆炸管道內和破膜后在Hele-Shaw Cell內傳播過程中的壓力曲線圖. 在爆燃條件下, 預混氣體被點燃后會先形成一系列的壓縮波, 并匯聚成一道較強的壓縮波在爆炸管道內傳播、 反射, 表現(xiàn)為壓力曲線圖中的第1個較小的波峰, 之后這一系列壓力波耦合成一道強沖擊波, 表現(xiàn)為爆炸管道出口處壓力監(jiān)測點的較高的波峰, 隨后沖擊波破膜并進入Hele-Shaw Cell內, 表現(xiàn)為L1方向監(jiān)測點的壓力曲線.

圖13 數(shù)值模擬中的壓力曲線

圖14為相同工況下實驗中得到的壓力曲線圖, 通過比較可以看出, 相同工況下, 數(shù)值模擬得到的爆炸管道內和Hele-Shaw Cell內的沖擊波速度分別為1 200, 1 428 m/s, 而實驗得到的分別為1 180, 1 276 m/s; 相同位置測點處的超壓值基本吻合, 但數(shù)值模擬中在2.5 ms后會出現(xiàn)一個超壓值更大的反射波, 而在實驗數(shù)據中并沒有明顯的反射波峰, 認為是由于實驗裝置的粗糙度等因素對超壓的衰減效果更為明顯.

圖14 實驗中的壓力曲線

3.3 爆轟工況

爆炸管道內為初始壓力100 kPa, 當量比為1的CH4-O2預混氣體, 當點火能量為20 J, 點火半徑為2 mm時, 爆炸管道內實現(xiàn)爆轟過程, 圖15為爆轟工況下爆炸管道內的沖擊波隨時間的傳播過程云圖. 預混氣體點燃后, 直接形成一道強沖擊波向膜片處傳播, 并隨著傳播距離的增加逐漸穩(wěn)定, 當傳播至爆炸管道出口處時, 沖擊波超壓達到2 900 kPa, 速度為2 300 m/s, 符合該初始條件下CJ爆轟的參數(shù).

圖15 爆轟工況下沖擊波傳播過程的壓力云圖

圖16為上述工況下數(shù)值模擬中沖擊波在爆炸管道內和破膜后在Hele-Shaw Cell內傳播過程中的壓力曲線圖. 可以明顯看出, 在爆轟工況下, 爆炸管道內壓力監(jiān)測點表現(xiàn)為一道強沖擊波的波峰, 破膜后Hele-Shaw Cell內壓力監(jiān)測點起跳. 圖17為相同工況下實驗得到的壓力曲線圖, 通過壓力曲線之間的比較可以看出, 相同工況下, 數(shù)值模擬得到的爆炸管道內和Hele-Shaw Cell內的沖擊波速度分別為2 300, 1 500 m/s, 而實驗得到的分別為2 380, 1 306 m/s, 與爆燃工況相比, 爆炸管道內沖擊波速度明顯增大, 基本符合爆轟理論速度, 但在Hele-Shaw Cell內沖擊波速度沒有明顯增大, 其原因是當爆炸管道出口膜片附近累積了一定程度的能量后, 膜片才會被沖破, 所以爆燃和爆轟工況下破膜后的沖擊波能量相近, 且在隨后的分析中可以知道, 初始能量越大, Hele-Shaw Cell對沖擊波的衰減效果越明顯. 相同位置測點處數(shù)值模擬與實驗得到的超壓值相差不大, 但與爆燃工況相似, 數(shù)值模擬可以清楚地反映爆炸管道內以及Hele-Shaw Cell內的反射波, 但實驗中的衰減則表現(xiàn)得更加明顯.

圖16 數(shù)值模擬中的壓力曲線

圖17 實驗中的壓力曲線

另外, 可以明顯看出, L1-20點壓力曲線的超壓值與波形都存在明顯的不規(guī)律現(xiàn)象, 解釋為沖擊波由爆炸管道進入Hele-Shaw Cell時, 會在拐角處出現(xiàn)明顯的繞射與斜反射現(xiàn)象, 所以在 Hele-Shaw Cell靠近中心點處會存在一個壓力不穩(wěn)定區(qū)域, 如圖18所示. 沖擊波破膜后在上板處發(fā)生反射, 反射超壓產生很大幅度的增大, 隨后大部分反射波回到爆炸管道內向點火端傳播, 小部分沖擊波通過繞射和斜反射進入Hele-Shaw Cell內, 且在一定范圍內呈現(xiàn)不穩(wěn)定傳播, 表現(xiàn)為圖19中L1-20測點處壓力曲線線形與超壓的不規(guī)律性, 一直到L1-40點處才轉化為沿徑向傳播的穩(wěn)定柱面波. 且由云圖可以明顯看出, 沖擊波由于衰減和持續(xù)的斜反射, 其在Hele-Shaw Cell內隨著傳播距離的增加, 高壓區(qū)域不斷增大, 表現(xiàn)為圖19中L1-60之后壓力測點的平緩下降沿. 因此, 當加載過程中以超壓加載為主時, 認為當R≥40 mm時為超壓穩(wěn)定加載區(qū)域.

圖18 爆轟工況下Hele-Shaw Cell內的壓力云圖

圖19 爆轟工況下Hele-Shaw Cell內不同位置處的壓力曲線

4 加載規(guī)律研究

4.1 Hele-Shaw Cell內超壓分布規(guī)律

本節(jié)研究了當量比為1的CH4-O2預混氣體在爆燃與爆轟兩種工況下, Hele-Shaw Cell內部超壓的分布、 衰減規(guī)律, 并通過改變預混氣體的初始壓力, 研究其對超壓分布規(guī)律的影響.

圖20為相同預混氣體在初始壓力為100 kPa時, 數(shù)值模擬的爆燃與爆轟兩種燃爆工況與實驗中的爆燃工況中Hele-Shaw Cell內的超壓分布散點圖, 并進行函數(shù)擬合. 由圖20可以明顯看出, 爆燃工況下, 在相同位置測點處, 數(shù)值模擬得到的超壓值略大于實驗值, 且由曲線斜率可以看出, 超壓衰減速率也略低于實驗值, 這是因為爆燃過程本身存在不確定性. 由圖20中兩種燃爆工況的數(shù)值模擬結果可以看出, 初始壓力相同時, 爆轟工況下Hele-Shaw Cell 內的超壓值要明顯大于相同位置處爆燃工況得到的超壓值, 由曲線斜率分析也可得到爆轟工況下的超壓衰減速率也明顯大于爆燃工況, 且在爆轟工況下, 沖擊波超壓在Hele-Shaw Cell內衰減可達76%, 而爆燃工況則為63%, 可以認為, 初始能量越大, 裝置對沖擊波的衰減效率越大.

圖20 實驗與數(shù)值模擬中Hele-Shaw Cell內的超壓分布

在爆轟工況的數(shù)值模擬中, 研究了不同初始壓力對Hele-Shaw Cell內超壓衰減規(guī)律的影響. 圖21為爆轟工況下, 初始壓力不同時Hele-Shaw Cell內的超壓分布散點圖和相應的擬合曲線, 由擬合函數(shù)可知, 初始壓力越大, Hele-Shaw Cell相同位置處的超壓值越大, 且當初始壓力在小范圍內變化時, 超壓值在Hele-Shaw Cell內的衰減規(guī)律相同, 擬合函數(shù)的系數(shù)則與初始壓力有關, 由此, 得出爆轟工況下Hele-Shaw Cell內任意位置處超壓值pi的計算公式

圖21 爆轟工況中不同初始壓力下Hele-Shaw Cell內的超壓分布圖

pi=16 757×p00.17×R-0.74

式中,p0為當量比等于1的CH4-O2預混氣體的初始壓力, 單位為kPa;R為Hele-Shaw Cell中測點與中心點之間的距離, 單位為mm. 上式可以用于此徑向沖擊波加載裝置在爆轟工況的不同初始條件下的超壓預測計算.

4.2 Hele-Shaw Cell內沖擊波比沖量分布規(guī)律

本節(jié)研究了數(shù)值模擬的爆轟工況中, 不同初始壓力下Hele-Shaw Cell中不同位置測點處的沖擊波比沖量, 即正壓作用區(qū)超壓對時間的積分值, 如圖22所示. 可以看出, 由于沖擊波剛進入Hele-Shaw Cell時傳播速度高達1 500 m/s, 所以雖然超壓值較大, 但比沖量值卻較小. 隨著沖擊波傳播距離的增加, 速度不斷衰減, 比沖量值開始增大到最大值, 且最大值出現(xiàn)的時間隨著初始壓力的增大而推遲, 原因為初始壓力越大, 沖擊波衰減到較低值所用的時間就越長. 比沖量到達最大值后, 開始隨著傳播距離呈線性衰減, 如圖22中的線性擬合曲線所示. 因此, 當加載過程中更加注重比沖量的加載效果時, 可以將加載材料放置在R≥100 mm位置處.

圖22 爆轟工況中不同初始壓力下Hele-Shaw Cell內沖量分布圖

5 結論

本文設計并搭建了一套準二維、 徑向發(fā)散沖擊波加載裝置, 通過數(shù)值模擬的方法研究了其加載原理, 通過對比實驗數(shù)據證明了其流場均勻性和加載可靠性, 并通過改變爆炸管道內的燃爆過程和初始壓力實現(xiàn)了對加載參數(shù)的調節(jié).

結果表明, 當爆炸管道內可燃預混氣體的初始壓力相同時, 爆炸管道內的燃爆過程對Hele-Shaw Cell內的加載超壓有較大的影響, 其中, 在加載區(qū)域內, 即R為0～200 mm時, 爆燃工況沖擊波超壓衰減為63%, 爆轟工況則可達到76%, 衰減速率明顯加快, 相同位置測點處的超壓值也是爆燃工況的1.7倍; 但爆炸管道內燃爆過程對Hele-Shaw Cell內沖擊波速度的影響較小, 在爆炸管道出口處, 爆轟工況得到的沖擊波速度約為爆燃工況的2倍, 但沖擊波進入Hele-Shaw Cell時速度卻都保持在 1 500 m/s.

當燃爆過程相同, 即為穩(wěn)定爆轟工況時, 初始壓力增大后, Hele-Shaw Cell內相同位置測點處的超壓值明顯增大, 且由函數(shù)擬合可知, Hele-Shaw Cell內超壓隨傳播距離的衰減規(guī)律相同; 通過數(shù)據擬合得到了爆轟工況下Hele-Shaw Cell內任意位置處超壓值pi的計算公式, 用于此徑向沖擊波加載裝置在爆轟工況的不同初始條件下的超壓預測計算; Hele-Shaw Cell內沖擊波比沖量的分布隨傳播距離的增大先增大再減小, 這一變化規(guī)律由沖擊波速度的衰減造成.

最后, 此徑向沖擊波加載裝置存在加載不穩(wěn)定區(qū)域, 通過云圖和數(shù)據分析, 認為, 當爆炸管道內徑為15 mm、 Hele-Shaw Cell狹縫寬度為3 mm時, 超壓穩(wěn)定范圍為R≥40 mm區(qū)域, 比沖量穩(wěn)定范圍為R≥100 mm區(qū)域, 不穩(wěn)定區(qū)域范圍的大小與初始能量、 裝置參數(shù)等都有關系.