磁场抑制断裂聚能射流颗粒翻转试验研究与数值模拟

马　彬,黄正祥,祖旭东,肖强强,贾　鑫

(南京理工大学 机械工程学院,南京 210094)



磁场抑制断裂聚能射流颗粒翻转试验研究与数值模拟

马彬,黄正祥,祖旭东,肖强强,贾鑫

(南京理工大学 机械工程学院,南京 210094)

摘要:为了研究磁场对翻转射流颗粒的抑制和修正问题,分析了断裂聚能射流颗粒与外加磁场的相互作用过程,使用装药直径为56 mm的成型装药在490 mm和650 mm 2种炸高下进行了磁场与聚能射流相互作用的试验研究,利用Ansoft Maxwell电磁分析软件,对不同初始翻转角度的聚能射流颗粒在外加磁场中的受力以及力矩情况进行了数值仿真,仿真和试验吻合较好。仿真结果表明,磁场对翻转射流颗粒具有抑制和修正作用,初始翻转角度对射流颗粒的受力以及力矩有较大影响;材料的电阻率在聚能射流颗粒与强磁场相互作用过程中有很大的影响。

关键词:聚能射流;断裂;翻转

聚能射流稳定性是影响其侵彻能力的重要因素之一。许多研究人员也对聚能射流的失稳机制进行了广泛的研究。研究发现,聚能射流经过一定程度的拉伸将发生断裂,由于射流受到不对称力以及扰动的影响,断裂的聚能射流颗粒并不是平行于射流轴线飞行,而是会发生翻转[1-2]。聚能装药作用过程中,射流颗粒的翻转将会减少其有效长度,从而导致侵彻深度降低。Rottenkolber等人通过理论模型描述了断裂聚能射流颗粒的翻转运动,并且得出引起射流翻转的主要因素不是轴向力而是侧向力,同时,通过计算以及相关的测量给出了聚能射流翻转过程中的一些相关参数;Mayseles等人提出了一个描述大炸高下聚能射流漂移和翻转的新模型,模型中假设射流散布的来源是断裂以及加工不对称,并且将理论计算的结果与实验进行了对比;Mayseles还通过计算以及实验对比,说明了射流的不对称约束以及不对称起爆对聚能射流一致性的影响;Hirsch建立了用于计算断裂射流颗粒散布角的理论模型,详细地论述了聚能射流颗粒的分散机制,模型中射流颗粒翻转的频率被看作射流的颗粒速度以及最终长度的函数,通过计算得到当射流颗粒开始接触侵彻通道的壁面时,侵彻过程结束,其理论结果得到了实验验证。以上研究表明,聚能射流的断裂翻转对其作用效果有重要影响,但目前仅仅从加工工艺以及材料等方面对断裂翻转的射流进行控制和修正,关于外加手段目前在公开的文献中尚未见到。

本研究从试验和仿真2个方面对比分析了外加磁场对翻转聚能射流颗粒的抑制和修正。开展了聚能射流颗粒与外加磁场相互作用的试验和数值仿真研究,通过设置不同的初始条件,分析了翻转聚能射流颗粒在磁场中的受力以及力矩的变化情况,为强磁场增加聚能射流稳定性的研究提供了参考。

1试验设置与试验方法

聚能射流与磁场相互作用示意图如图1所示。

图1　聚能射流与外加磁场耦合装置示意图

磁场抑制聚能射流翻转试验平台主要由脉冲强电流发生装置、量测装置和负载装置构成。其中脉冲强电流发生装置作为试验电路提供能源形成脉冲强电流;量测装置用于测量电路元器件的电参数,并记录测量结果;负载装置为螺线管,用于产生轴线强磁场,与进入其中的聚能射流颗粒产生耦合效应。

1.1脉冲电流发生装置

如图2所示为脉冲电流发生装置,主要由电容器组、直流高压发生器以及试验电路中的爆炸开关组成。

图2　脉冲电流发生装置

①电容器组:4台MMJ50-20型号电容器(额定电压50 kV,电容20 μF)能够提供0.1 MJ的最大总能量,单台最大放电电流为80 kA。

②直流高压发生器:分体式结构,包括充电控制器和直流高压塔2部分;升压范围0~160 kV,充电电流小于5 mA,并集成了分压器,可实时监控电路电压。

1.2爆炸开关

爆炸开关由炸药、支撑结构以及上、下极板组成,图3所示为本试验所用爆炸开关的结构及未装药的实物图。

图3　爆炸开关结构及未装药实物图

1.3强磁体

图4为本次试验所用强磁体结构及实物图。

图4　强磁体结构及实物图

强磁体是由截面为矩形(2 mm×4 mm)的铜导线双层并联绕制而成,单层匝数为26匝。磁体中心孔直径为40 mm,线圈绕制长度为150 mm(约为2.7倍装药口径,本试验所用聚能装药口径为56 mm)。电流通过强磁体而产生轴线方向的强磁场,用于聚能射流颗粒和磁场的耦合作用。

1.4试验设置

试验设置如图5所示,整个试验过程中,使用电容器供电,当电容器两端电压达到试验设定值时,通过爆炸开关驱动提供电流,从而产生轴向磁场,用于抑制和修正聚能射流颗粒的翻转。试验研究中,试验所使用的聚能装药外径为56 mm,装药高度为73 mm,药型罩壁厚为0.8 mm,锥角为60°,所使用的炸药为无壳8701,装药质量为203 g,装药密度为1.713 g/cm3,其爆速为7 980 m/s。

图5　试验装置图

1.5放电电流特性

通过图1可知,整个系统中的电路为RLC振荡电路。研究过程中,假设R,L,C,U0和I(t)分别为整个电路的电阻、电感、电容、电容器两端的充电电压以及回路中的放电电流。根据电路的特性,放电电流可以表示为

加载过程中,由于强电流的作用,整个回路导体温度会急剧升高,电路中电阻、电感将会受到温度的影响,特别是回路电阻在强电流加载并发生电爆炸的过程中变化得更为剧烈。根据Tucker等人的研究,电路中电阻受温度的影响在整个电路加载过程中占主导地位,因此,本文引入比电阻率β=ρ/ρ0来表达温度对整个系统的电阻影响,其中ρ0,ρ分别为常温(T=300 K)电阻率和对应状态下的电阻率。

2磁场抑制聚能射流颗粒翻转数值模拟

2.1建立模型

仿真模型按照试验中磁体的实际参数进行建模,试验所用磁体参数、其他元件相关结构参数和电参数如表1所示。建模过程中,对聚能射流颗粒进行了简化,将其看作为等截面圆柱体。射流颗粒参数:半径为3.2 mm,长度为20 mm。仿真设定的聚能射流的初始偏转角度β0分别为10°,20°,30° 3种情况,分别对铜和铝2种材料的射流颗粒进行了仿真。此处给出了初始偏转角度为30°的铜射流颗粒仿真模型,如图6所示。

表1　测量参数

图6　数值模拟模型示意图

2.2外电路设置

仿真过程中,根据电路电参数对外电路程序进行设置,得到与实际相吻合的电路工况,如图7所示。外电路主要由电容器组、传输导线以及负载3部分组成。电容器组为4台并联,强磁体使用矩形截面铜导线按照双层结构并联,连接导线使用截面为41.5 mm2的铜排。电容器组、强磁体以及导线的相关电参数通过测量在外电路设置中直接设置,相关参数如表1所示。

负载电参数则是通过设置电路Winding,结合所建模型由软件自动求解所得。外电路设置如图7所示。

图7　外电路设置

按照上述建模以及电路设置思路,同时设置所需获得的聚能射流颗粒计算参数,本研究中指的是聚能射流在磁场中的受力以及力矩。以上所有设置完成后,即可进入求解阶段。

3试验结果与仿真结果分析

本次试验设定的试验炸高分别为490 mm和650 mm。在2种炸高下,分别进行相应的静态试验以及与磁场耦合的试验。当有磁场存在时,2种炸高下的延时时间分别设置为20 μs和110 μs。为了便于分析,本研究中假设电路中导体在大电流作用下处于临界熔化状态,因此,可得β=5.6。结合上述所给放电电流特性表达式以及相关电参数,同时考虑温度对电阻率的影响,得到了电容器组充电电压U0=20.13 kV时,电路的放电电流理论曲线,并与仿真以及试验所得结果进行对比,如图8所示。

由图7可知,在前400 μs,理论结果、仿真结果以及试验测量结果三者十分吻合,然而,随着时间的推移,三者之间逐渐出现了一定的误差。误差产生的原因主要有:① 理论模型中,仅考虑强电流作用产生的热量用于升高导体温度,而忽略了热量向周围环境的散失;②温度对电感的影响比对电阻率的影响小,因此本文未考虑温度对电感的影响;③仿真中外加电路的各项参数设置以及模型的建立都按实际参数进行,但仿真中的一些外部环境是理想的,因此仍与实际情况有一定的区别;④电路信号的测量是根据电磁感应原理进行的,因此设备的测量精度以及自然环境磁场的影响是引起误差不可避免的因素。通过图8可以看出,在1 000 μs之内三者之间的误差相对较小,能够满足精度要求。

图8　动态放电电流随时间的变化曲线

3.1试验结果分析

所得试验结果如图9所示。图9(a)为有无磁场情况下不同炸高试验侵彻的靶板表面图,图9(b)为对应靶板的剖面图。试验过程中,设定的炸高分别为490 mm和650 mm。图中,T-1、T-2、T-4 3组试验的炸高为490 mm,其余3组试验炸高为650 mm;T-1、T-2、T-3 3组试验未加外磁场干扰,T-4、T-5、T-6试验施加了外加磁场。为了结合仿真进行对比分析,本研究分析过程中选择易于观察和对比的聚能射流杵体为验证对象。

图9　不同情况下试验侵彻靶板

根据图9(a)可以看出,未施加磁场的3组试验,其侵彻靶板的表面都有明显的杵体偏移而造成的撞击坑洞,这说明,在未施加磁场干扰时,聚能装药产生的杵体发生了翻转偏移,而没有与聚能射流保持同轴。由T-4、T-5、T-6 3组施加了磁场作用的试验结果可以看出,其表面未发现由杵体撞击而造成的坑洞,初步说明,磁场的加入对杵体的运动状态有影响,为了进一步确定杵体的状态,对侵彻靶板进行了剖分观察,其结果如图9(b)所示。

根据图9(b)的靶板剖分结果可得,对于未施加磁场的3组试验,其中T-1和T-3试验中,靶板侵彻通道中未发现杵体,与图9(a)中结果相对应,说明杵体偏离了射流运动的轴线,未进入射流侵彻通道,而撞击在了靶板表面,形成一定深度的坑洞。T-2试验中,杵体部分进入了射流侵彻通道,但通过观察可以发现,杵体(图中9(b)中已标出)的轴线与射流通道的轴线呈一定的夹角,经测量,靠近通道入口的杵体,其轴线与射流通道轴线的夹角约为13°,下方的杵体轴线与射流通道轴线的夹角约为23°。这充分说明,杵体在运动过程中,发生翻转,同时,翻转近似呈中心对称。另外,通过施加磁场的3组试验的靶板剖分图可以看出,3组试验中,杵体全进入射流通道,并且杵体的轴线基本都与聚能射流的侵彻通道轴线保持一致。经过6组试验结果的分析和对比,说明外加磁场对杵体的翻转起到了抑制和修正的作用。

3.2仿真结果分析

根据建立的仿真模型,本文通过数值模拟,得到了不同起始偏转角度的铜聚能射流颗粒在磁场中磁感应强度的分布图(图10)以及所受力和力矩随时间的变化曲线(图11)。

由图10可以看出,当其初始偏转角度为0°时,聚能射流颗粒的磁感应强度分布比较均匀,而随着起始偏转角度的增加,磁感应强度的分布逐渐出现不同程度的变化,且磁感应强度不再是均匀分布。

由图11可以看出,随着角度的增加,由于聚能射流颗粒内部感应磁场的变化,从而导致其受力及力矩发生变化;通过各初始偏转角度下射流颗粒的力矩,可以看出,最终力产生的力矩都是相对于x轴的力矩占主导地位,并且其作用效果是使铜聚能射流颗粒沿x轴逆时针旋转,即使射流颗粒轴线与磁体轴线重合。同时,当初始偏转角度为0°时,相对于x轴的力矩近似为0;当初始偏转角度为10°时,力矩的最大峰值约为140 N·mm;初始偏转角度增加到20°时,最大峰值变为250 N·mm;初始偏转角度为30°时,力矩最大峰值增大到370N·mm,从铜射流颗粒所受力矩随偏转角度变化的趋势可得,随着初始偏转角度的增加,射流颗粒所受力矩逐渐增加。由初始偏转角度为0°时的力矩曲线可以看出,相对于y轴的力矩有一定的幅值,理想情况下应该为0,出现此情况是由于仿真模型网格划分精度不足引起的误差所致。

为了研究磁场对不同材料的聚能射流颗粒翻转抑制和修正能力,本文同时对铝材料的聚能射流颗粒进行了仿真,得到了如图12所示铝射流颗粒所受力以及力矩的变化曲线。

通过图12可知,其力和力矩变化趋势与铜射流颗粒的相似,只是幅值不同。当初始偏转角度为0°时,相对于x轴的力矩近似为0;当初始偏转角度为10°时,力矩的最大峰值约为110 N·mm;偏转角度增加到20°时,最大峰值增加到210 N·mm;偏转角度为30°时,最大峰值变为270 N·mm,相对于铜射流颗粒所受力矩,铝射流颗粒的力矩幅值相同工况下都有所降低,造成此结果的原因主要是两者的电阻率不同,铜的电阻率(T=293 K)为1.75×10-8Ω·m,铝的电阻率为2.83×10-8Ω·m,电阻率的增加导致聚能射流颗粒内部产生感应电流的能力减弱,因此,最终出现的磁感应强度随之降低,使磁场对该射流颗粒翻转的抑制能力减弱。

通过对比铜射流颗粒和铝射流颗粒与外加磁场相互作用的仿真结果可知,相同外加磁场下,聚能射流颗粒的电阻率越低,磁场对其翻转抑制和修正的能力越强,反之越弱。

图10　不同起始偏转角度铜聚能射流颗粒磁感应强度分布

图11　不同初始偏转角度的铜聚能射流颗粒在磁场中所受力及力矩

图12　不同初始偏转角度的铝聚能射流颗粒在磁场中所受力及力矩

4结束语

本文进行了磁场抑制和修正翻转聚能射流颗粒的试验研究,并按照试验条件进行了数值仿真。试验和仿真分析表明:①外加磁场对聚能射流颗粒的翻转有很好的抑制和修正作用;②几何尺寸以及材料相同的前提下,磁场对翻转的聚能射流颗粒产生的力矩大小与起始翻转角度有关;③磁场对射流翻转的抑制和修正能力受射流颗粒电阻率的影响比较明显,电阻率越低,磁场对其翻转的抑制和修正能力越强,反之则越弱。

参考文献

ROTTENKOLBER E,ARNOLD W.Rotation rates and lateral velocities of shaped charge jet particles caused by breakup//Proceedings of the 21st International Symposium on Ballistics.Australian:IBC,2004:845-852.

MAYSELESS M,KAUFMANN H,MISIUK L,et al.Very long standoff penetration of shaped-charge jets//Proceedings of the 28th International Symposium on Ballistics.Atlanta:IBC,2014:195-206.

MAYSELESS M.Experimental and computational comparison between the effects of asymmetries on peripherally initiated and point initiated shaped charge// Proceedings of the 10th International Symposium on Ballistics.San Diego:IBC,1987:74-83.

HIRSCH E.Natural spread and tumbling of the shaped charge jet segments.Propellants,Explosives,Pyrotechnics,1981,6(4):104-111.

TUCKER T J,TOTH R P.A computer code for the prediction of the behavior of electrical circuits containing exploding wire elements,SAND-75-0041.Albuquerque,New Mexico,USA:Sandia National Laboratories,2004.

Experimental Investigation and Numerical Simulation on Magnetic

Field Inhibiting Rotation of Shaped Charge Jet Particles

MA Bin,HUANG Zheng-xiang,ZU Xu-dong,XIAO Qiang-qiang,JIA Xin

(School of Mechanical Engineering,NUST,Nanjing 210094,China)

Abstract:To research the subject of magnetic field inhibiting rotation of shaped charge jet-particles,the interaction process of external magnetic field and the shaped charge jet particles was analyzed according to the experiments,and the experiments of the shaped charges with the diameter of 56 mm interacting with the magnetic field at the standoff of 490 mm and 650 mm respectively were carried out.The force and torque of the shaped charge jet-particles with different initial rotation angle inside the external magnetic field were simulated by Ansoft Maxwell software.The simulation results are consistent with the experimental results.The simulation results show that the external magnetic field can inhibit rotation of the jet particles,and the force and torque of the jet particles inside the magnetic field are obviously affected by the initial rotation angle and the material resistivity.

Key words:shaped charge jet;break up;rotation

中图分类号:TJ413.2

文献标识码:A

文章编号:1004-499X(2015)04-0077-07

作者简介:马彬(1988- ),男,博士研究生,研究方向为高效毁伤技术。E-mail:dashu.000@163.com。

基金项目:国家自然科学基金项目(11272157);高校博士学科点专项科研基金项目(20123219120052)

收稿日期:2015-07-15