王成江,王海濤,黎 鵬,王凌威,項思雅,武俊紅

(1.三峽大學(xué) 電氣與新能源學(xué)院, 湖北 宜昌 443002;2.三峽大學(xué) 湖北省輸電線路工程技術(shù)研究中心, 湖北 宜昌 443002)

0 引言

當前我國航空航天裝備制造與材料加工生產(chǎn)正不斷面臨新的極端挑戰(zhàn),其中裝備本體結(jié)構(gòu)的輕量化,高可靠性、高耐久性和抗損傷容限性能進入技術(shù)破障攻堅階段[1-2],有效的解決途徑是應(yīng)用高強度的輕質(zhì)合金結(jié)構(gòu)。面對這種高強度合金結(jié)構(gòu),傳統(tǒng)的高溫切割和熱沖壓成形技術(shù)因其溫度和壓力不足就顯得無能為力[3-4]。

現(xiàn)有研究表明吉瓦-百千安的大電流放電過程中,弧柱中心溫度高達數(shù)萬-千攝氏度(℃),電弧瞬時產(chǎn)生的超壓可以高達百-千兆帕(MPa)[3]。電弧產(chǎn)生的瞬間,劇烈的分子熱運動急劇壓縮弧柱周圍氣體,并以超音速向外膨脹,形成爆炸沖擊波。大電流電弧產(chǎn)生瞬間的表現(xiàn)形式類似于炸藥爆炸,簡單起見,稱為“弧爆”。弧爆引起空氣膨脹并向外擠壓產(chǎn)生沖擊波,此波是眾多爆炸波中的一種,簡單起見,稱為“弧爆激波”。如果能對具有高溫高壓特性的弧爆激波進行有效控制,就可以用作高溫切割和沖壓成形所需熱源與力源,從而解決高強度材料加工和制造中的技術(shù)瓶頸問題。

為實現(xiàn)對弧爆激波控制,基于等離子體炬工作原理,探索一種弧爆激波聚束機構(gòu),仿真研究在該機構(gòu)作用下弧爆激波的聚束性能,以期為高效的激波聚束實驗和機構(gòu)的結(jié)構(gòu)設(shè)計提供理論與仿真支撐。

1 弧爆激波與改進等離子炬聚束機構(gòu)

目前,對于大電流電弧及其爆炸激波的研究,已有了部分研究成果。Drabkina[6]將等離子體運動與爆炸沖擊波理論聯(lián)系起來,研究電弧的膨脹過程,在此基礎(chǔ)上,Braginskii[7]建立了電弧通道能量平衡方程來分析電弧通道半徑的發(fā)展。Neumann等[8-10]認為電弧爆炸沖擊波是爆炸波的一種形式,并對球形、圓柱爆炸波的傳播規(guī)律進行研究,分析了靠近爆源處的爆炸波衰減規(guī)律,并初步給出了電弧爆炸能量向沖擊波轉(zhuǎn)化的效率。熊佳明、黎鵬等[11-13]對電弧爆炸產(chǎn)生的沖擊波超壓作用和爆炸能量進行了研究,計算了電弧爆炸沖擊波超壓傳播數(shù)值與距離的關(guān)系。這些針對電弧爆炸沖擊波進行的現(xiàn)象研究,可為認識和應(yīng)用電弧及其沖擊提供理論基礎(chǔ)。

欲實現(xiàn)弧爆激波在材料加工中的應(yīng)用,需要對四散的弧爆激波進行聚攏成束控制,稱之為“激波聚束”,聚束后大致沿同一方向行進的激波,稱之為“聚束波”。簡單地說,激波聚束就是通過特定的機構(gòu),將向四周膨脹的激波聚攏在一起,形成一束線性行進的聚束波。高溫高壓的聚束波就可以方便地實現(xiàn)高強度材料的加工,并高效地利用弧爆能量。

電弧的形狀難以控制,弧爆產(chǎn)物是向四周高速運動的高溫氣流,直接控制起來也比較困難。在爆炸和軍工領(lǐng)域通常會采用改變結(jié)構(gòu)的方式來提高爆炸沖擊的效果,如施加藥形罩和改變炸藥結(jié)構(gòu)等[14-15]。西安交通大學(xué)劉森輝課題組研究設(shè)計了電弧等離子體射流實驗裝置[16],該裝置是用于產(chǎn)生射流等離子。

借鑒等離子體射流裝置的基本結(jié)構(gòu),在等離子體射流裝置出口增設(shè)錐型聚束管,將陽極環(huán)裝配在等離子炬出口與耐高溫的聚束管之間,聚束管的右端可變成錐型,即管壁與管中心線之間張出一定的角度,記為管仰角γ;陰極位于等離子炬入口中心處。在高電場強度作用下,氣隙發(fā)生擊穿,在陽極和陰極尖端之間形成電弧通道。隨著陽極與陰極相對位置的不同,電弧通道與陽極中心線之間的夾角隨之改變,記為弧傾角λ。等離子體射流裝置與錐型聚束管共同構(gòu)成了用于控制弧爆激波定向流動的機構(gòu),即“改進等離子炬”,具體如圖1所示。

圖1 弧爆激波聚束原型機的1/4模型Fig.1 Improved 1/4 model of plasma torch arc explosion shock wave bunching mechanism

當大電流通過改進等離子炬的陽極和陰極之間時產(chǎn)生高溫電弧,電弧起停瞬間的高壓壓縮通道周圍氣體,并沿電弧通道向四周傳播,經(jīng)歷壓縮、膨脹后形成弧爆激波。聚束管內(nèi)壁的持續(xù)反射,將弧爆激波約束在腔體內(nèi)部向出口流動,形成聚束波。激波受到聚束管的聚束限制后,大部分的能量集中沿聚束腔道的軸向傳播,從而有利于提升激波的強度,可以對弧爆引起的激波進行聚束研究,實現(xiàn)弧爆激波的聚束與控制。

2 改進等離子炬弧爆激波聚束建模

弧爆激波聚束的原理如圖2所示。當弧爆激波以陰極為起點向陽極起爆,產(chǎn)生的入射弧爆激波(A波陣面)以速度v呈球形擴散傳播。入射弧爆激波碰到聚束管壁或另一股弧爆激波時產(chǎn)生壓縮反射或折射,形成波速較大的反射波(B波陣面),在t時刻弧爆激波匯聚在聚束點G,形成能量和壓強得到加強的新聚束波(C波陣面)。

圖2 弧爆激波聚束原理Fig.2 Principle of arc explosive wave bunching

2.1 弧爆激波的等效建模

為研究大電流電弧爆炸產(chǎn)生的激波大小和力學(xué)效應(yīng)。文獻[17-18]中,王巨豐團隊基于磁流體動力學(xué)(MHD)與爆炸力學(xué)結(jié)合,研究了電弧與炸藥爆炸氣流之間的耦合作用,文獻[11]基于爆炸波與能量平衡對電弧進爆炸產(chǎn)生的超壓進行了理論推導(dǎo)和仿真實驗,文獻[19]中,楊鑫團隊在220 kV高壓電纜短路電弧爆炸下,得出了電弧爆炸波能與TNT炸藥爆炸波能之間的當量換算。

電弧爆炸本質(zhì)是高溫的離子體釋放出大量的焦耳熱,強烈的分子熱運動不斷驅(qū)使周圍空氣以超音速向外膨脹,即形成了弧爆激波。一般認為電弧通道膨脹誘導(dǎo)激發(fā)的激波屬于爆炸波的一種,爆炸源為電弧通道,爆炸波為由電弧通道膨脹引起的激波。

為統(tǒng)一不同爆炸源和環(huán)境介質(zhì),定義了特征半徑R0[20],并通過R0,定義了無量綱參數(shù)r和τ,r表示爆炸波半徑,τ表示時間,兩者均為無量綱參數(shù)。

(1)

τ=α0t0/R0

(2)

r=s/R0

(3)

其中:α0為未擾動介質(zhì)聲速;s為測量點與爆炸源的距離;t0為爆炸波陣面到s處所用時間;n=1,2,3對應(yīng)平面、圓柱形和球形爆炸波;E0為爆炸波能量;B為幾何形狀所對應(yīng)的常數(shù);γ為介質(zhì)比熱比;P0為環(huán)境壓強。

對于大電流電弧所產(chǎn)生的激波傳播和超壓,可以用經(jīng)典沖擊波理論表示,對于柱狀的電弧通道所對應(yīng)激波的傳播,Lin[21]用τ=r2來描述,Taylor基于自相似理論給出了中強爆炸激波的無量綱時間、距離和超壓ΔP的關(guān)系為:

τ=r(n+2)/2

(4)

(5)

式(4)、式(5)對于中強爆炸或近場沖擊波的自相似條件適用度很好,但爆炸波強度隨傳播距離增大而減小,對于低能量或遠距離沖擊波狀態(tài)可以應(yīng)用弱沖擊波理論描述。Jones[22]結(jié)合前人的研究理論,給出了爆炸波傳播軌跡和超壓公式分別為:

τ=a[(1+br(n+2)/2)2/(n+2)-1]

(6)

(7)

由爆炸波軌跡方程和超壓方程,計算得到電弧爆炸激波能量表達式為:

(8)

通過式(8),利用激波的峰值超壓和軌跡可以計算出激波的能量,同理已知爆炸波能量也可以通過式(8)計算出激波在不同位置的峰值超壓大小。

與此相似的是,炸藥爆炸是瞬時變?yōu)楦邷馗邏汉透吣軞怏w爆轟產(chǎn)物,氣體不斷積聚壓縮并膨脹,高速壓縮周圍氣體,使密度、溫度等急劇上升形成爆炸沖擊波。炸藥在自由空氣場中爆炸時,沖擊波波陣面上的壓力受到炸藥材料的密度ρ0、裝藥半徑r、炸藥爆熱Qv、爆心距R、空氣初始壓力Pɑ以及初始密度ρɑ等的影響。空氣中炸藥爆炸沖擊波超壓與其影響因素的函數(shù)關(guān)系概括表示為:

ΔP=f(Qv,ρ0,r,R,Pa,ρa)

(9)

沖擊波的波峰超壓ΔP是表征沖擊強度的重要物理參量,其計算公式為:

(10)

(11)

電弧爆炸與炸藥爆炸兩者在產(chǎn)生機理和效果上上不盡相同,由數(shù)kA的電弧沖擊爆炸產(chǎn)生幾百MPa的高壓激波與上百克炸藥爆炸所產(chǎn)生沖擊波的效果在一定程度上可以認為是相似的。因此電弧爆炸產(chǎn)生的超壓效果可以由一定裝藥量的炸藥來進行代替,能量上需滿足:

E0=Qv×w

(12)

由此可以進一步對弧爆激波公式進行推導(dǎo),用炸藥爆炸代替電弧沖擊爆炸產(chǎn)生的超壓為:

(13)

2.2 弧爆激波的形成理論

根據(jù)上述等效原理原理,本文中采用C.M.Tarver研究的“起火-增長”模型[23],較為準確地描述瞬時爆炸的弧爆激波,表達式為:

G1(1-τ)cτdpy+G2(1-τ)eτgpz

(14)

式(14)中:τ為炸藥反應(yīng)的質(zhì)量比;ρ0、ρ分別為炸藥初始與反應(yīng)密度;x、y、z、G1、G2、a、b、c、d、e、I均為表征反應(yīng)率的特征參數(shù)。

Johns-Wilkins-Lee(JWL)狀態(tài)方程是比較成熟爆炸產(chǎn)物模型[24],其表達式為:

(15)

式(15)中:P為爆炸壓力;V為相對體積;E為單位體積炸藥內(nèi)能;A、B、ω、R1、R2為材料的常數(shù)。

根據(jù)爆炸波理論中的雨貢紐方程及C-J理論[25-26],可得到弧爆激波的波速方程為:

(16)

式(16)中:Dc與V(V=1/ρ)分別為爆速和比容;P0、V0分別為其起始壓力和比容。

弧爆激波從形成至峰值和衰減過程中,峰值壓力時刻附近是聚束波效率最高的時間。由于弧爆激波氣流受到錐形聚束管壁的限制,不會向整個空間傳播消散,并且反射向前,故根據(jù)國防工程設(shè)計規(guī)范草案得出的弧爆激波氣流壓力峰值計算公式,修正為:

(17)

式(17)中:Pm為弧爆激波氣流峰值壓力;m為炸藥質(zhì)量;D為弧爆激波陣面距爆炸中心的距離。式(14)—式(16)簡要描述了從弧爆到激波壓力、速度的形成及衰減過程。

故本文中采用TNT炸藥代替電弧爆炸,著重關(guān)注激波的形態(tài)、激波的作用力大小與傳播距離關(guān)系。以峰值為100 kA、上升沿為117.9 μs的電流,產(chǎn)生的弧爆激波用TNT炸藥進行擬合設(shè)置,以接近弧爆時各項指標數(shù)據(jù),如表1所示。電極和錐形聚束管壁等材料采用Rigid方程描述。

表1 炸藥等效模型及其狀態(tài)方程參數(shù)Table 1 Parameters of explosive simulating arc explosion

2.3 激波聚束的仿真建模

以峰值為100 kA電流電弧沖擊放電過程為例,為更好地觀察弧爆激波的力學(xué)性能和聚束規(guī)律,采用有限元模型進行2D計算,利用Autodyn程序建立模型。計算域采用Euler網(wǎng)格與耦合算法,在空氣域邊界上定義Flow Out流出邊界條件,模擬無限空間。本仿真實驗?zāi)M電弧通道弧爆激波的聚束情況,其爆炸方式采用陰極中心點起爆,為觀察分析弧爆激波速度、壓強能量的變化情況,在起爆點1 mm后等距間隔設(shè)置高斯測量點。起爆中心位于軸向距離8 mm處,出口距離位于軸向距離41 mm處,聚束管內(nèi)徑為8 mm,其余各結(jié)構(gòu)及尺寸參數(shù)大小具體如圖3所示。

圖3 等離子炬弧爆激波聚束仿真模型Fig.3 Bunching simulation model of arc explosive wave

3 仿真結(jié)果與分析

電弧溫度和弧長是由功率和電極間距等多因素共同決定的[27-28],當施加電流的功率大小和電極位置改變時,電弧通道的直徑、長度和夾角隨之改變,造成對弧爆激波的約束程度也有所不同。聚束管壁的張合角度也對弧爆激波的行進方向和形狀具有重要影響。這些參數(shù)直接影響弧爆激波的超壓、傳播距離等。

因此通過聚束管對電極位置的調(diào)節(jié),可以達到對電弧通道長度、直徑和弧傾角λ等變量進行量化,實現(xiàn)對弧爆激波壓強和沖擊速度、弧爆激波形狀的控制。本文中通過改變管仰角γ、電弧通道傾角和弧爆通道的長短,研究這些影響因素對弧爆激波聚束的影響,共設(shè)計9種方案,利用Autodyn-2D,對各個方案進行數(shù)值模擬,模擬方案如表2所示。

表2 9種弧爆激波聚束數(shù)值模擬方案Table 2 Nine bunching simulation schemes of arc explosive wave

3.1 聚束管對激波聚束的影響

從陰極向陽極沿電弧通道發(fā)生弧爆時,弧爆激波以球面向四周擴散,在聚束管的作用下,爆炸氣流凝聚形成一股沿水平直線射出,達到增大速度、壓強及能量的效果。

根據(jù)上述9種方案,分別進行了仿真。0號方案作為未施加聚束管的對照組,結(jié)果如圖4所示。在未施加錐形聚束管時,大電流電弧爆炸后,弧爆激波迅速向外擴散,靠近陰極側(cè)的前端弧爆激波迅速發(fā)生擠壓,形成微弱的馬赫錐樣式向前運動,此時軸向速度與壓強遠大于其他部分的速度;弧爆后,由于四周無遮擋,弧爆激波向四周衰減擴散,3 μs后,前端的速度優(yōu)勢消失,馬赫錐形式弧爆激波基本消散,速度與壓強迅速下降,射流距離比較小,弧爆激波無法聚在一起。

圖4 前10 μs內(nèi)聚束形態(tài)圖Fig.4 The bunching shape within 10 μs

圖5為方案2的仿真結(jié)果,其表示1～10 μs內(nèi)聚束管中弧爆激波的聚束狀態(tài)示意圖。從圖5中可以看出,在前5 μs內(nèi),弧爆距離陽極近的位置,氣流膨脹速度比中心軸線上的要快,這一點可以認為是由于弧爆激波與聚束管作用造成的。隨后由于反射激波的相互作用得到加強,使得軸向具有較大速度,且弧爆激波呈馬赫錐形式向前射流,聚束管邊緣部分的弧爆激波稍滯后于中部,隨著弧爆激波的向前傳播,被聚束的弧爆激波也就越多,中部弧爆激波聚束效果也就越明顯。

圖5 前10 μs聚束腔中的激波形態(tài)Fig.5 The bunching shape within 10 μs in bunching torch

從圖5可以看出,位于軸線上弧爆激波被聚束,激波頭部速度明顯大于兩側(cè),弧爆激波經(jīng)聚束管反射流向中部,頭部經(jīng)過3 μs后與中部和尾部的速度相差逐漸變大;由于中部的弧爆激波逐漸靠攏聚束在一起,速度大小得到加強,因此在射流過程中,聚束波中部能夠很好地一直保持較大的速度。

前14 μs內(nèi)各時間點出現(xiàn)最大速度的數(shù)值如表3所示,通過表3中數(shù)據(jù)可以看出,未施加錐形聚束管時,激波速度先迅速攀升,隨時間的推移迅速下降,施加錐形聚束管后激波速度在前3 μs內(nèi)逐漸增大,在4～10 μs內(nèi)緩慢減小,并在9～11 μs內(nèi)有所增強,在第2 μs時,3號數(shù)據(jù)測量點附近達到最大,在第9 μs時,7號數(shù)據(jù)測量點附近有所增強。后面激波速度總體保持穩(wěn)定,這是由于激波上下兩側(cè)的弧爆激波在第一次與錐形聚束管發(fā)生碰撞反射后,徑向的速度大量被抵消,后續(xù)反射幅度變小,軸向的速度得以加強。

表3 前14 μs不同時刻軸向最大速度對比Table 3 Comparison of maximum axial velocity at different moments within 14 μs

弧爆后各測量點測得最大壓強數(shù)據(jù)如圖6所示,未施加聚束管的0號對照組,其最大壓強約在12 MPa,隨后快速降低,在第4個測量點處降低至0.1 MPa,施加聚束管機構(gòu)后,壓強可達64 MPa,隨后迅速下降至6 MPa,在6號觀測點附近的壓強有明顯上升,壓強總體集中在前2個觀測點,靠近爆炸源處,隨后的壓強將總體保持在同一個量級。

圖6 有無聚束管的壓強變化Fig.6 Influence of bunching tube on pressure

通過上述可以看出,在施加聚束管后,在聚束管道作用下,弧爆激波與聚束管壁發(fā)生反射作用,促使反射波追上中部的弧爆激波,并與聚束管通道內(nèi)的爆炸波發(fā)生碰撞,增強速度和壓力數(shù)值,并能夠很好地保持前端優(yōu)勢和一定的直線聚束趨勢。

在其他幾組仿真實驗中,中部聚束效果明顯,不同方案的激波速度均有先下降后小幅上升這一趨勢變化,聚束效果基本與此保持一致,說明該聚束管對于弧爆產(chǎn)生的弧爆激波有聚束作用,可以達到激波聚束的目的。

3.2 管仰角γ對激波聚束影響的分析

基于管仰角γ對聚束波速度、壓強影響的仿真研究結(jié)果如圖7所示,從圖7(a)可以看出,管仰角γ對弧爆激波速度的峰值影響不大,隨著弧爆激波沿聚束管軸向運動傳播,管仰角γ越小,激波速度下降越緩慢,管仰角γ越大,激波速度下降得越快,并由于管仰角γ的影響,在軸向距離29 mm附近的速度值最大相差可達420 m/s。通過圖7(b)可以看出,管仰角γ的變化,并不能明顯地使軸向距離15 mm前周圍壓強增大或有明顯數(shù)值大小的區(qū)別,隨著管仰角γ的減小,聚束管道出口口徑變小,激波在15 mm處,壓強出現(xiàn)明顯的變化趨勢,管仰角γ越小,壓強下降辯護減慢,甚至還出現(xiàn)了壓強增大的現(xiàn)象,在管仰角γ為5°和-5°情況下,后者比前者的壓強大5 MPa,是前者的2.7倍。這表明管仰角γ對聚束管靠中近出口處的壓強有減緩下降速率及提升數(shù)值大小的作用。

通過觀察弧爆激波射流形態(tài)發(fā)現(xiàn),由于管仰角γ的減小,弧爆激波在碰撞到錐形聚束管內(nèi)壁后,激波經(jīng)反射被疊加聚攏到聚束管道軸向中間部位就越多,激波被凝聚成一束馬赫錐樣式向聚束腔道出口傳播擴散,由于管仰角γ減小,聚束管出口口徑變小,激波形態(tài)得以較好保持,致使激波速度、壓強下降減慢,部分位置和時刻略有增強。

3.3 電極間距對聚束影響的分析

兩電極之間的距離是影響電弧通道長度、直徑和角度的重要因素之一,通過電極間距的變化,可以使電弧通道以不同長度直徑發(fā)生爆炸,另外通過調(diào)整合適的電弧通道角度,以不同的弧傾角λ發(fā)生爆炸,這樣可以觀測在不同條件下弧爆激波的聚束情況。

3.3.1弧傾角λ對聚束影響的分析

基于上述方案的仿真實驗結(jié)果,對數(shù)據(jù)處理后,得到圖8所示的速度與壓強結(jié)果曲線。

圖8 不同弧傾角λ對弧爆激波速度和壓強的影響Fig.8 Influence of the λ on velocity and pressure

由圖8(a)和圖8(b)可以看出,當電弧通道不變時,隨著弧傾角λ的減小,聚束波射流速度的最大速度在一定程度上是增大的趨勢,但在弧傾角λ為45°附近出現(xiàn)反常,繼續(xù)減小弧傾角λ,聚束波最大速度開始出現(xiàn)明顯下降。隨著激波時間的推移,激波速度均開始下降,在軸向距離33 mm測量點處,速度有明顯的回升和保持,因此可認為,弧傾角λ為45°時,在聚束腔道內(nèi),聚束波保持著較明顯的速度優(yōu)勢。

由圖8(c)和圖8(d)可知,電弧通道相同時,隨著弧傾角λ的減小,爆炸周圍的壓強也就越大。在大電流弧爆時,周圍空氣被擠壓,壓強急劇增大到頂峰并向外傳播,隨后壓強迅速減小,到達33 mm處后,壓強下降到一定數(shù)值后下降趨勢有所減緩,并在10 μs時,25 mm處附近的壓強有所增強。這說明弧傾角λ對聚束波射流起始壓強及電弧通道附近的壓強影響較大,到21 mm處附近時,壓強幾乎接近,直至達到出口,壓強的數(shù)值都穩(wěn)定保持在5 MPa這一數(shù)值。

在激波過程中,根據(jù)云圖和數(shù)據(jù)發(fā)現(xiàn),當弧傾角λ減小時,弧爆激波之間會很快發(fā)生作用,形成射流,使弧爆激波速度增大,同時部分與聚束管壁發(fā)生碰撞的弧爆激波經(jīng)反射后到達中部,使中部的速度有所提升,隨著夾角的減小,被聚束在一起的弧爆激波越多,速度也就越大。隨著角度減小到一定程度后,兩電弧夾角間形成的弧爆激波碰撞擠壓,有部分弧爆激波形成加強作用,但夾角外的弧爆激波與聚束管壁發(fā)生作用,經(jīng)反射,有向后部反向移動的情況,導(dǎo)致激波前端射流的初始速度沒有得到有效加強。

與聚束管壁發(fā)生碰撞的激波經(jīng)反射后匯聚到達軸向距離29～33 mm處附近,在此處形成增強作用,因此在此處測量點測得各項指標數(shù)據(jù)有所上升;后隨著聚束波的衰減,激波的速度和壓強逐漸降低。圖8(a)、圖8(b)與圖8(c)、圖8(d)組的電弧通道有所不同,達到峰值的大小、時間也有異同,但變化趨勢和規(guī)律均保持一致。

3.3.2電弧通道對激波聚束影響的分析

不同電弧通道下聚束波射流速度與壓強分布如圖9所示。從圖9(a)可以看出,相同管仰角γ和爆炸角下,不同電流弧爆所產(chǎn)生的爆炸速度有所不同,電弧通道越細長,最大激波速度相對來說就越大,但最大速度的差距跟弧傾角λ也有聯(lián)系。從圖9中數(shù)據(jù)分析可以看出,電弧通道直徑越小,長度越長,激波速度也就越大,最大激波速度差距越明顯。由于電弧通道長度、直徑的不同,聚束波在12 μs后到達25 mm處附近,其射流速度會發(fā)生不同程度的轉(zhuǎn)變,造成大直徑、短通道的聚束波占有速度優(yōu)勢;隨著時間的變化,細長通道弧爆激波的速度變化得較快,反觀大直徑、短通道弧爆,其產(chǎn)生的激波射流速度下降較慢,這表明電弧通道對射流速度的變化率有很大影響。

圖9 固定弧傾角下不同電弧通道弧爆激波的速度和壓強分布Fig.9 Velocity and pressure distribution of explosive wave with different arc channels

從圖9(b)可以看出,角度相同的情況下,電弧通道對聚束腔道內(nèi)壓強峰值變化影響小于1%。直徑小、長通道弧爆所產(chǎn)生的壓強數(shù)值比較大;在后面幾個測量點測得壓強基本都保持在同一個較低的數(shù)值水平,數(shù)值基本穩(wěn)定,保持同步變化。

從仿真數(shù)據(jù)和仿真過程發(fā)現(xiàn),這是由于不同直徑和長度的電弧通道在爆炸時,爆炸產(chǎn)生的高音速激波在聚束管內(nèi)的位置不同、方向不同,造成直徑大、長度短的電弧通道在爆炸后,少部分激波向反向流出,但是隨著弧傾角λ的減小,能一定程度上減小弧爆激波的反向流出,使大電流弧爆產(chǎn)生的能量被很好聚束,這也是不同電流弧爆后激波最大速度和最大壓強數(shù)值上基本保持一致的原因。

3.4 不同方案對聚束能量影響的分析

弧爆后產(chǎn)生的激波之間存在相互作用形成聚束射流,這一過程將釋放很大的能量,不加聚束機構(gòu)的激波在不同時刻能量分布如圖10(a)所示,由于弧爆激波在空氣中自由作用并向外擴散快速衰減,造成在軸向距離17 mm處前能量較大;15 μs時激波能量傳遞至21 mm處,能量下降至500 kJ以下,爆炸能量傳遞到第5個觀測點距離后基本全部消散。施加聚束管后聚束波不同時刻的能量分布如圖10(b)所示,聚束波能量在13 μs時傳播至出口處的第9個觀測點,在這段時間內(nèi)各觀測點均具有很大的動能,隨后很快降低,并在25 μs和30 μs間各點能量存在小幅度的上升過程。通過比較圖10(a)、圖10(b)的能量數(shù)值大小和能量傳遞距離可知,施加聚束管后,弧爆產(chǎn)生的能量明顯增大,傳播距離顯著提升,能量得到良好的保持,對聚束射流速度和壓強有良好的增強效果。

圖10 有無聚束管的能量分布Fig.10 Energy distribution with or without bunching mechanism

圖11表示管仰角γ對聚束波射流能量的影響變化曲線。由圖11可以看出,管仰角γ為0°時,觀測到的射流能量峰值最大,高達4 971 kJ,但隨著管仰角γ變化,管仰角γ減小會使得聚束管出口處的能量被聚束得數(shù)值更大,管仰角γ為-5°時出口處的能量為2 262 kJ,管仰角γ為5°時出口處的能量為1 955 kJ,管仰角γ為0°時出口處的能量為 1 936 kJ。

圖11 管仰角γ對能量聚束的影響Fig.11 Effect of bunching angle on energy

不同方案聚束射流的能量對比如圖12所示,隨著管仰角γ的減小,射流能量最大值先增大后減小。隨著爆炸角的減小,射流最大能量呈現(xiàn)先增大后減小的趨勢。綜合分析射流速度、壓強和能量,對比9種仿真結(jié)果發(fā)現(xiàn),當管仰角γ為45°、電弧通道細長時聚束效果最好,速度最大的同時擁有最大的動能和較好的壓強數(shù)值。通過控制管仰角γ和電弧通道的大小,可以有效提高并控制射流的速度、壓強和能量。

圖12 不同方案的最大聚束能量Fig.12 Maximum energy of different schemes

4 結(jié)論

針對大電流電弧爆炸產(chǎn)生的激波現(xiàn)象,對等離子炬進行改進,設(shè)計了弧爆激波聚束機構(gòu)的原型。仿真研究了弧爆激波通過原型機后的聚束射流效果,得到以下結(jié)論:

1) 通過聚束機構(gòu)原型后,聚束波的速度和壓強可大幅提升,與沒有聚束結(jié)構(gòu)相比,射流的速度和壓強峰值分別提高了近300%、500%。

2) 增大弧傾角λ,相同位置出現(xiàn)的聚束波最大速度均呈先增大后減小的趨勢,存在因聚束波反射造成的速度增加現(xiàn)象。不同弧傾角λ對應(yīng)的聚束波速度與壓強總體下降趨勢基本一致。在弧傾角λ為45°時,最大聚束波速度最大,具有顯著優(yōu)勢;隨著弧傾角λ的進一步增大,聚束波的最大壓強逐漸減小,弧傾角λ越小,壓強減小的趨勢越明顯。

3)在最佳弧傾角λ為45°時,逐步減小聚束機構(gòu)管仰角γ,會減緩弧爆激波在聚束管內(nèi)軸向15 mm后速度、壓強和能量的下降速率;能量最大對應(yīng)的管仰角為0°,這暗示管仰角γ越小,弧爆激波可能存在多次反射,其部分能量被削弱。

4) 聚束機構(gòu)中電極距離對弧爆激波能量峰值影響大,相同電流大小和能量下,極間距越大、即電弧通道越細越長,弧爆激波聚束后產(chǎn)生的最大動能就越大。