液态燃料对连续旋转爆轰发动机爆轰特性的影响

李宝星; 翁春生

doi:10.11883/bzycj-2016-0240

液态燃料对连续旋转爆轰发动机爆轰特性的影响

doi: 10.11883/bzycj-2016-0240

李宝星,
翁春生^,

南京理工大学瞬态物理国家重点实验室，江苏南京 210094

基金项目:

国家自然科学基金项目 11702143

国家自然科学基金项目 11472138

中央高校基本科研业务费专项基金项目 30920140112011

江苏省研究生科研与实践创新计划项目 KYCX17_0357

详细信息

作者简介:
李宝星(1990-)，男，博士研究生

通讯作者:
翁春生，wengcs@126.com

中图分类号: O381
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出版历程
- 收稿日期: 2016-08-16
- 修回日期: 2016-12-12
- 刊出日期: 2018-03-25

Influence of liquid fuel on the detonation characteristics of continuous rotating detonation engine

LI Baoxing,
WENG Chunsheng^,

National Key Lab of Transient Physics, Nanjing University of Science and Technology, Nanjing 210094, Jiangsu, China

摘要

摘要: 为了研究液态燃料对连续旋转爆轰发动机爆轰特性的影响，采用CE/SE方法对以汽油/富氧空气为燃料的CRDE进行数值模拟，分析了不同液滴半径、当量比对爆轰性能参数的影响。计算结果表明：随着液滴半径增大，爆轰压力峰值、温度峰值以及爆轰波速度均降低，且压力峰值与温度峰值在爆轰波传播过程中出现不稳定现象；当增大到70 μm时，爆轰波将无法成功起爆。随着当量比的增大，CRDE爆轰波速度及平均推力增大，爆轰压力、温度以及气相周向速度的峰值均先增大后减小。在当量比1.1附近，爆轰压力与温度的峰值出现极大值；而气相周向速度峰值的极大值出现在当量比0.9附近。基于燃料的比冲随着当量比增大而减小。
- 填充条件 /
- 连续旋转爆轰发动机 /
- CE/SE方法 /
- 比冲
Abstract: In this paper, based on two-dimensional conservation element and solution element(CE/SE), we simulated the detonation process of CRDE with gasoline and oxygen-enriched air to study the influence of liquid fuel on the detonation characteristics of the continuous rotating detonation engine. The effects of different droplet radiuses and equivalence ratios on the detonation parameters were analyzed. Our calculation results show that the velocity of the detonation wave and the peak values of the detonation pressure and temperature decreased with the increase of the droplet radius, and the peak values of the pressure and temperature became unstable during the propagation of the detonation wave. However, the detonation wave were not initiated successfully when the radius rose to 70 μm. The velocity of the detonation wave and the average thrust of CRDE increased with the rising of the equivalence ratio, while the peak values of the detonation pressure, temperature and gas phase's circumferential velocity increased first and then decreased. The peak values of the detonation pressure and temperature reached the maximum when the equivalence ratio was about 1.1, while the maximum of the gas phase's circumferential velocity occurred when the equivalence ratio was about 0.9.The fuel-based specific impulse decreased at the increase of the equivalence ratio.
- filling conditions /
- continuous rotating detonation engine /
- CE/SE /
- specific impulse

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工程岩体都不可避免地含有节理、裂隙等宏观缺陷和微裂隙、微孔洞等细观缺陷，这2类不同尺度缺陷分别以不同的作用机理影响着岩体的动态力学特性。早期人们通常以宏观完整岩石为研究对象，仅考虑微裂纹等细观缺陷的影响，如B.Budiamsky等^[1]采用细观力学对岩石中弥散分布的微裂纹群进行了分析，建立了相应的岩石爆破损伤本构模型。D.E.Grady等^[2]认为岩石中的原生微裂纹服从双参数Weibull分布，在外载下，其中一些微裂纹被激活并扩展，由此提出了岩石爆破的GK损伤模型。L.M.Taylor^[3]引进B.Budianshy等^[1]的有效体积模量和泊松比与微裂纹密度的关系表达式和D.E.Grady等^[2]给出的碎块尺寸表达式，最终建立了Taylor-Chen-Kuszmaul(TCK)模型。然而由于仅考虑细观缺陷的岩石损伤本构模型中无法考虑节理等宏观缺陷对岩体动态力学特性的影响。而如何描述节理对岩体力学特性的影响则是目前岩体力学研究中的重点和难点问题。T.Kyoya等^[4]借助于损伤理论对该问题进行研究，以节理的长度、倾角、间距及组数等几何特征来定义相应的损伤张量。但是该方法种仅考虑了节理几何性质如节理长度及倾角的影响，而未考虑节理力学性质如抗剪强度的影响，也就是说这种定义方法中认为损伤是无法传递应力的，这与拉伸荷载下的岩体力学特性较为接近，而与压缩荷载下的岩体力学特性相差甚远。这主要是由于在压缩荷载下，节理面两侧的岩体将在节理面处发生闭合及摩擦滑动进而沿节理尖端发生扩展，此时节理面将能够传递部分压应力和剪应力，而且传递系数的大小也与节理面的抗剪强度参数(如摩擦角和粘聚力等)密切相关。为此，不少学者又采用不同的方法对仅考虑节理几何特性的损伤模型进行修正，如T.Kawamoto等^[5]通过引入节理传压及传剪系数来考虑压缩荷载下节理能够传递部分压应力与剪应力的特点以对上述模型进行修正，但如何准确确定这两个系数又成为新的难题。同时关于宏、细观两类缺陷对岩体动力学特性的影响问题，张力民等^[6]、H.Y.Liu等^[7]基于损伤理论建立了考虑宏细观缺陷耦合的复合损伤变量(张量)，进而建立了相应的节理岩体动态损伤本构模型，但是其研究对象仅限于贯通节理岩体。

综合目前非贯通节理岩体的动态损伤本构模型研究现状可知，有以下2个问题亟待解决：(1)目前的岩体宏观损伤张量定义没有很好地同时考虑节理几何及力学参数的共同影响，因而需要提出新的节理岩体宏观损伤变量定义方法；(2)目前学术界仅提出了考虑宏细观缺陷耦合的贯通节理岩体动态损伤本构模型，而针对非贯通节理岩体的研究则较为少见。

为此，本文中首先在含非贯通节理岩体在单轴压缩荷载下的扩展机理进行研究的基础上，提出同时考虑节理几何及力学参数的宏观损伤变量计算方法；其次，在张力民等^[6]和H.Y.Liu等^[7]研究的基础上，提出基于完整岩石TCK模型的非贯通节理岩体单轴压缩动态损伤本构模型；采用该模型对单条非贯通闭合节理的岩体进行模拟，分析其力学特性。

1. 考虑宏观缺陷的非贯通节理岩体损伤本构模型

1.1 非贯通节理岩体损伤模型的建立

根据断裂力学，对于平面应变问题(仅存在Ⅰ、Ⅱ型裂纹，不存在Ⅲ型裂纹)，弹性体因节理存在而引起的附加应变能增加U₁为^[8]：

${U_1} = \int_0^A G {\rm{d}}A = \frac{{1 - {\nu ^2}}}{E}\int_0^{\rm{A}} {\left( {K_Ⅰ^2 + K_Ⅱ^2} \right)} {\rm{d}}A$

(1)

式中：E和ν分别为弹性体的弹性模量和泊松比，G为能量释放率，K_Ⅰ、K_Ⅱ分别为节理尖端的Ⅰ、Ⅱ型应力强度因子，A为节理表面积。

对于单个节理，A=Ba(单边节理)或2Ba(中心节理)；对于多个节理，A=NBa(单边节理)或2NBa(中心节理)，其中：N为节理个数，B为节理深度，a为节理半长。

在单轴应力σ下，损伤应变能释放率为：

$Y = - {\sigma ^2}/\left[ {2E{{(1 - D)}^2}} \right]$

(2)

式中：D为节理对岩体造成的损伤变量。

令U_E表示与应力σ对应的单位体积弹性应变能，在单轴应力状态下该弹性应变能可写为：

$U_{E}=-(1-D) Y$

(3)

把式(2)代入式(3)可得：

$U_{E}=\frac{\sigma^{2}}{2 E(1-D)}$

(4)

当岩体内不含节理时，则D=0，此时式(4)可写为：

${U_{E, 0}} = \frac{{{\sigma ^2}}}{{2E}}$

(5)

因节理存在而引起的单位体积弹性应变能改变量为：

$\Delta U_{E}=\mathit{\boldsymbol{U}}_{E}-\mathit{\boldsymbol{U}}_{E, 0}=\frac{\sigma^{2}}{2 E(1-D)}-\frac{\sigma^{2}}{2 E}$

(6)

假设研究对象的体积为V，弹性体因节理存在而引起的弹性应变能改变量为：

$\Delta U_{E}=V\left[\frac{\sigma^{2}}{2 E(1-D)}-\frac{\sigma^{2}}{2 E}\right]$

(7)

式(7)中的ΔU_E和式(1)中的U₁都是由节理存在引起的弹性应变能改变量，二者应相等，即:

$\Delta U_{E}=U_{1}$

(8)

由式(1)、(7)~(8)可得：

$D = 1 - \frac{1}{{1 + \frac{2}{V}\frac{{\left( {1 - {\nu ^2}} \right)}}{{{\sigma ^2}}}\int_0^A {\left( {K_{\rm{Ⅰ}}^2 + K_{{\rm{Ⅱ}}}^2} \right)} {\rm{d}}A}}$

(9)

下面对节理岩体进行受力分析，求出K_Ⅰ和K_Ⅱ的表达式。

1.2 应力强度因子计算

1.2.1 单条非贯通节理岩体的应力强度因子

如图 1所示，节理与水平面的夹角为α，上部岩块在压缩荷载下将会产生沿节理面的滑动趋势。若沿节理面的剪应力超过其摩擦力时，试件将沿节理面发生摩擦滑移，进而引起翼裂纹由节理尖端大约以θ=70.5°的方向扩展^[9-10]。此时节理面上的正应力σ_α和切应力τ_α分别为：

$\sigma_{\alpha}=\sigma \cos ^{2} \alpha$

(10)

$\tau_{a}=\frac{\sigma}{2} \sin 2 \alpha$

(11)

图 1 翼裂纹扩展模型示意图

Figure 1. Sketch of wing crack growth model

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式中：α为节理倾角。

设节理面的摩擦角为φ，则其摩擦因数μ=tanφ。由于节理面上的黏聚力相对于摩擦力来说要小得多，因此可以忽略不计，故由式(10)~(11)可得节理面上的滑移驱动力为：

${\tau _{{\rm{eff}}}}\left\{ \begin{array}{l} 0\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\tan \alpha < \tan \varphi \\ \tau - \mu \sigma \;\;\;\;\tan \alpha \ge \tan \varphi \end{array} \right.$

(12)

在单轴压缩下，参照文献[11]并考虑翼裂纹的扩展方向，节理尖端翼裂纹Ⅰ和Ⅱ型应力强度因子K_Ⅰ和K_Ⅱ可修改为：

$\left\{ {\begin{array}{*{20}{l}} {{K_1} = - \frac{{2a{\tau _{{\rm{eff}}}}\sin \theta }}{{\sqrt {{\rm{ \mathsf{ π} }}\left( {l + {l^*}} \right)} }}}\\ {{K_{{\rm{Ⅱ}}}} = - \frac{{2a{\tau _{{\rm{eff}}}}\cos \theta }}{{\sqrt {{\rm{ \mathsf{ π} }}\left( {l + {l^*}} \right)} }}} \end{array}} \right.$

(13)

式中：a为节理半长；l为翼裂纹扩展长度；引入l^*=0.27a，使l=0时，K_I、K_Ⅱ非奇异，θ为节理尖端翼裂纹扩展角。

考虑翼裂纹即将扩展的临界状态，即当l=0时，翼裂纹应力强度因子K_Ⅰ、K_Ⅱ可修正为：

$\left\{ {\begin{array}{*{20}{l}} {{K_1} = - \frac{{2a{\tau _{{\rm{eff}}}}\sin \theta }}{{\sqrt {{\rm{ \mathsf{ π} }}{\mathit{l}^ * }} }}}\\ {{K_{{\rm{Ⅱ}}}} = - \frac{{2a{\tau _{{\rm{eff}}}}\cos \theta }}{{\sqrt {{\rm{ \mathsf{ π} }}{\mathit{l}^ * }} }}} \end{array}} \right.$

(14)

翼裂纹长度l=0所对应的状态即为非贯通节理岩体未发生扩展时的初始状态，若求出此时的节理尖端应力强度因子，代入式(9)即可得到岩体由于含有初始非贯通节理时的初始损伤变量，进而通过张量化得到相应的初始损伤张量。可以看出由该方法求出的损伤张量可同时考虑节理的几何及力学特性，由此求出的节理岩体损伤模型也将更符合实际情况。

1.2.2 单排及多排非贯通平行节理的应力强度因子

图 2为多排非贯通裂隙岩体模型示意图，其中，b为同排相邻节理中心间距，d为排间距。

图 2 非贯通裂隙岩体模型

Figure 2. Model of intermittently cracked rockmass

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对于单排节理的岩体，考虑节理间相互作用，岩体的有效应力强度因子为^[12]：

$\left\{ {\begin{array}{*{20}{l}} {{K_1} = {K_{10}}\sqrt {\frac{2}{{\pi \varphi }}\tan \frac{{\pi \varphi }}{2}} }\\ {{K_{{\rm{Ⅱ}}}} = {K_{{\rm{Ⅱ0}}}}\sqrt {\frac{2}{{\pi \varphi }}\tan \frac{{\pi \varphi }}{2}} } \end{array}} \right.$

(15)

式中：K_Ⅰ0、K_Ⅱ0分别为单个Ⅰ、Ⅱ型节理的应力强度因子；ϕ为非贯通节理的连通率，ϕ=2a/b。若岩体含有多排非贯通节理时，则其有效应力强度因子为^[12]：

$\left\{ \begin{array}{l} {K_{\rm{Ⅰ}}} = f\left( {a,b,d} \right){K_{{\rm{Ⅰ0}}}}\\ {K_{{\rm{Ⅱ}}}} = f\left( {a,b,d} \right){K_{{\rm{Ⅱ0}}}} \end{array} \right.$

(16)

式中：f(a, b, d)为反映节理相互影响的因数，其取值可参考文献[12]。

1.3 含单组节理的岩体损伤变量

当岩体含单组单排节理时，把式(10)~(12)、(14)、(15)代入式(9)可得：

$D = \left\{ \begin{array}{l} \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;0\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\tan \alpha < \tan \phi \;\;\\ 1 - \frac{1}{{1 + \frac{{7.56BN{a^2}\left( {1 - {\nu ^2}} \right)}}{{V{\phi ^2}}}\ln \left( {\cos \frac{{\pi \phi }}{2}} \right){{\cos }^2}\alpha {{(\sin \alpha - \cos \alpha \tan \phi )}^2}}}\quad \tan \alpha \ge \tan \phi \end{array} \right.$

(17)

而当岩体含单组多排节理时，把式(10)~(12)、(14)、(16)代入式(9)可得：

$D = \left\{ {\begin{array}{*{20}{l}} {\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;0}&{\tan \alpha < \tan \varphi }\\ {1 - \frac{1}{{1 + \frac{{9.43BN{a^2}\left( {1 - {\nu ^2}} \right)}}{V}{f^2}(a, b, d){{\cos }^2}\alpha {{(\sin \alpha - {\mathop{\rm cosatan}\nolimits} \varphi )}^2}}}}&{\tan \alpha \ge \tan \varphi } \end{array}} \right.$

(18)

2. 考虑宏细观缺陷耦合的非贯通节理岩体单轴压缩动态损伤本构模型

2.1 宏细观缺陷耦合的损伤变量计算方法

由于岩体中的宏、细观两类缺陷均对岩体的动力学特性有着重要影响，因此在采用损伤理论对岩体的动力学特性进行研究时，应建立能够同时考虑上述2类不同尺度缺陷的损伤变量(张量)计算方法。杨更社等^[13]、张力民等^[6]已对此进行了较为深入的研究，下面就张力民等^[6]的研究成果，给出如下考虑宏细观缺陷耦合的损伤变量(张量)计算公式：

${\mathit{\boldsymbol{ \boldsymbol{\varOmega} }}_{12}} = \mathit{\boldsymbol{I}} - \frac{{(\mathit{\boldsymbol{I}} - {\bf{\Omega }})(1 - D)}}{{\mathit{\boldsymbol{I}} - {\bf{\Omega }}D}}$

(19)

式中：Ω₁₂为上述2种不同尺度缺陷引起的耦合损伤变量；D为微裂纹等细观缺陷引起的损伤变量；Ω为节理等宏观缺陷引起的损伤张量，Ω=DN，其中N是一个二阶对称张量，其计算方法为：

(1) 对于含单组非贯通节理的岩体，假定非贯通节理的法向矢量n与x轴夹角为β，则有：

$\mathit{\boldsymbol{N}} = \mathit{\boldsymbol{n}} \otimes \mathit{\boldsymbol{n}} = \left[ {\begin{array}{*{20}{c}} {{{\cos }^2}\beta }&{\sin \beta \cos \beta }\\ {\cos \beta \sin \beta }&{{{\sin }^2}\beta } \end{array}} \right]$

(20)

(2) 对于含2组以上非贯通节理的岩体，N的计算方法是：设岩体中有I组非贯通节理，其单位法向矢量分别为n⁽ⁱ⁾(i=1, 2，…，I)，则

$\left\{ {\begin{array}{*{20}{l}} {{\mathit{\boldsymbol{N}}^{(i)}} = {\mathit{\boldsymbol{n}}^{(i)}} \otimes {\mathit{\boldsymbol{n}}^{(i)}}}\\ {\mathit{\boldsymbol{N}} = \frac{1}{I}\sum\limits_I^1 {{\mathit{\boldsymbol{N}}^{(i)}}} } \end{array}} \right.$

(21)

2.2 考虑宏细观缺陷耦合的非贯通节理岩体动态损伤本构模型

由前述可知，L.M.Taylor等^[3]已经建立了仅考虑微裂纹等细观缺陷的岩石动态损伤本构模型，即

$\sigma(t)=E(1-\omega) \varepsilon(t)=E\left(1-\gamma \dot{\varepsilon}^{-3} \varepsilon^{m+3}\right) \varepsilon$

(22)

式中：σ、ε分别为应力和应变；E为岩石材料的固有弹性模量；ω(0≤ω≤1)为损伤标量；t为时间；γ=8πc_g³k/m+1m+2m+3；k、m是损伤模型引入的2个参数，它们可由实验获得；c_g为裂纹扩展速度，研究表明裂纹扩展速度约等于理论瑞利波速C_R的0.34~0.66倍，本文中取为0.5。而C_R≈0.58C_l(C_l为弹性纵波速度)，那么裂纹扩展速度与弹性纵波波速之间的关系则为：c_g≈0.29C_l。

那么由损伤理论可知，当岩体内同时含有宏、细观缺陷时，在损伤模型中则体现为损伤变量的变化。因此把式(22)中的损伤变量ω，用式(19)所示的耦合损伤变量Ω₁₂替换即可，而其中的细观损伤变量D则相应地用ω来替换，即可得到非贯通节理岩体的单轴动态压缩损伤本构方程：

${\bf{ \pmb{\mathsf{ σ}} }} = \mathit{\boldsymbol{E}}\frac{{(\mathit{\boldsymbol{I}} - \mathit{\boldsymbol{ \boldsymbol{\varOmega} }})\left( {1 - \dot \gamma {{\dot \varepsilon }^{ - 3}}{\mathit{\varepsilon }^{m + 3}}} \right)}}{{\mathit{\boldsymbol{I}} - \mathit{\boldsymbol{ \boldsymbol{\varOmega} }}\gamma {{\dot \varepsilon }^{ - 3}}{\mathit{\varepsilon }^{m + 3}}}}\mathit{\boldsymbol{\varepsilon }}$

(23)

式中：σ、ε和E分别为张量形式的应力、应变和弹性模量。

3. 算例分析

3.1 含单条非贯通闭合节理的岩体力学特性

这里借鉴L.M.Taylor等^[3]的实验资料，取宏观完整岩石的动态杨氏模量、泊松比、密度及应变率分别为10.8GPa、0.2、2270kg/m³和10²s^-1时，k和m可分别取为5.12×10²²m^-3和7。

若试件内存在一条长度为2a、倾角(α)为45°的非贯通节理，如图 3所示。设B=1cm、2a=4cm，节理内摩擦角(φ)为15°(忽略节理面的粘聚力)。节理的外法线方向为： $\mathit{\pmb{n}} = [1/\sqrt 2 ,1/\sqrt 2 ,0]$ ，对式(17)张量化处理后，可得由该节理造成的岩体损伤张量为：

$\mathit{\boldsymbol{ \boldsymbol{\varOmega} }} = \left[ {\begin{array}{*{20}{c}} {0.08}&{0.08}&0\\ {0.08}&{0.08}&0\\ 0&0&0 \end{array}} \right]$

(24)

图 3 计算模型

Figure 3. Calculation model

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模型上部受到垂直向下的动荷载，下部固定。按平面应变问题分析。

由式(23)计算可得岩体单轴压缩动态应力应变曲线如图 4所示。可以看出：当有非贯通节理等宏观缺陷存在时，岩体动态应变峰值强度减小。对本算例而言，非贯通节理岩体的动态峰值强度为31.89MPa，约为相应完整岩石的97.5%，这说明非贯通节理的存在削弱了岩体峰值强度，即表明宏、细观2种缺陷对岩体的强度均有影响。

图 4 岩体单轴压缩动态应力应变计算曲线

Figure 4. Dynamic stress-strain calculation curve of rock axial compression

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3.2 节理内摩擦角不同时的岩体动力学特性

计算模型仍为图 3所示的非贯通节理试件，载荷应变率为100s^-1，节理长度为4cm，取节理内摩擦角(φ)分别为：0°、15°、30°，其余条件及计算参数同上。图 5为不同节理内摩擦角的试件动态应力应变曲线。由图 5可知：岩体动态应力应变曲线斜率即岩体动态弹性模量随着节理内摩擦角的增加增加，即节理岩体刚度增加；同时随着节理内摩擦角的增加，试件动态峰值强度也逐渐增加，3种不同工况下的试件动态峰值强度分别为29.85、31.89和33.98MPa。这是因为随着节理内摩擦角的增加，节理抗剪强度提高，相应地由节理对试件造成的宏观损伤降低，进而导致试件的复合损伤程度降低，强度相应提高。

图 5 不同节理内摩擦角的试件动态应力应变曲线

Figure 5. Dynamic stress-strain curves of the samples with different joint internal friction angles

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3.3 节理长度不同时的岩体动力学特性

计算模型仍为图 4所示倾角为45°的非贯通节理试件，载荷应变率为100s^-1，节理内摩擦角为15°，取节理长度分别为2、4和6cm，其余条件及计算参数同上。图 6给出了不同节理长度的时间动态应力应变虚线。由图 6可知：岩体动态应力应变曲线的斜率(即岩体动态弹性模量)随着节理长度的增加而减小，即节理岩体刚度降低；同时试件动态峰值强度也随着节理长度增加的而逐渐减小，这是因为随着节理长度增加，由节理对试件造成的宏观损伤增加，进而导致试件的复合损伤程度提高，动态峰值强度降低。当节理长度由2cm分别增加到4和6cm时，试件动态峰值强度则由33.79MPa分别下降到31.89和29.14MPa，下降幅度分别为5.62%和13.76%，即随着节理长度增加，试件动态峰值强度的下降幅度比较明显。

图 6 不同节理长度的试件动态应力应变曲线

Figure 6. Dynamic stress-strain curves of the samples with different joint length

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4. 结语

(1) 基于能量原理和断裂力学理论推导出了能够同时考虑节理几何及力学参数的宏观损伤变量(张量)计算公式，它很好地克服了目前大多数岩体损伤变(张)量无法考虑节理力学参数的不足。(2)基于完整岩石动态损伤TCK模型及宏细观缺陷耦合的观点，建立了同时考虑宏细观缺陷的非贯通节理岩体动态单轴压缩损伤本构模型。(3)根据模型计算，结果表明非贯通节理的存在将导致岩体强度降低、刚度弱化。随着节理内摩擦角的增加，试件动态峰值强度及弹性模量均随之增加；而随着节理长度增加，则反之。

图 1 CRDE燃烧室流场计算模型

Figure 1. Calculation model of the flow field of CRDE combustor

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图 2 压力分布曲线

Figure 2. Distribution of pressure

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图 3 燃烧室内流场分布情况(t=1 276 μs)

Figure 3. Distribution of flow field in combustor (t=1 276 μs)

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图 4 燃烧室入口处流场分布(t=1 276 μs)

Figure 4. Distribution of flow field of combustor inlet (t=1 276 μs)

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图 5 液滴半径随时间变化曲线

Figure 5. Variation curve of droplet radius with time

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图 6 压力和温度随时间变化曲线(x=0.2 m, y=0 m)

Figure 6. Variation curves of pressure and temperature with time (x=0.2 m, y=0 m)

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图 8 不同当量比条件下的平均推力和基于燃料的比冲变化情况

Figure 8. Variation curves of average thrust and specific impulse

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图 7 爆轰参数随当量比变化曲线

Figure 7. Variation curve of detonation parameters with equivalence ratio

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表 1 不同液滴半径条件下爆轰情况

Table 1. Parameters of detonation at different droplet radius

液滴半径/μm	爆轰压力峰值/MPa	爆轰温度峰值/K	爆轰波速度/(m·s^-1)
20	4.20	3 050	1 568
30	4.11	2 957	1 466
40	3.65	2 743	1 370
50	3.35	2 608	1 265
60	2.78	2 553	1 165
70	-	-	-

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参考文献(21)

[1]	KAILASANATH K. Review of propulsion applications of detonation waves[J]. AIAA journal, 2000, 38(9):1698-1708. doi: 10.2514/2.1156
[2]	王健平, 周蕊, 武丹.连续旋转爆轰发动机的研究进展[J].实验流体力学, 2015, 29(4):12-25. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-LTLC201504002.htm WANG Jianping, ZHOU Rui, WU Dan. Progress of continuously rotating detonation engine research[J]. Journal of Experiments in Fluid Mechanics, 2015, 29(4):12-25. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-LTLC201504002.htm
[3]	BYKOVSKII F A, ZHDAN S A, ADERNIKOV E F. Continuous spin detonation[J]. Journal of Propulsion and Power, 2006, 22(6):1204-1216. doi: 10.2514/1.17656
[4]	BYKOVSKII F A, ZHDAN S A, ADERNIKOV E F. Continuous spin detonation of fuel-air mixtures[J]. Combustion, Explosion, and Shock Waves, 2006, 42(4):463-471. doi: 10.1007/s10573-006-0076-9
[5]	ZHDAN S A, SYRYAMIN A S. Numerical modeling of continuous detonation in non-stoichiometric hydrogen-oxygen mixtures[J]. Combustion, Explosion, and Shock Waves, 2013, 49(1):69-78. doi: 10.1134/S0010508213010085
[6]	SCHWER D, KAILASANATH K. Numerical investigation of the physics of rotating detonation engines[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2011, 33(2):2195-2202. doi: 10.1016/j.proci.2010.07.050
[7]	KINDRACKI J. Experimental research on rotating detonation in liquid fuel-gaseous air mixtures[J]. Aerospace Science and Technology, 2015, 43:445-453. doi: 10.1016/j.ast.2015.04.006
[8]	DAVIDENKO D M, GOKALP I, KUDRYAVTSEV A N. Numerical study of the continuous detonation wave rocket engine: AIAA 2008-2680[R]. 2008.
[9]	TSUBOI N, WATANABE Y, KOJIMA T, et al. Numerical estimation of the thrust performance on a rotating detonation engine for a hydrogen-oxygen mixture[J]. Proceedings of the Combustion Institute, 2014, 35(2):2005-2013. https://www.sciencedirect.com/science/article/pii/S1540748914004313
[10]	WANG Y H, WANG J P. Effect of equivalence ratio on the velocity of rotating detonation[J]. International Journal of Hydrogen Energy, 2015, 40(25):7949-7955. doi: 10.1016/j.ijhydene.2015.04.072
[11]	刘世杰, 刘卫东, 林志勇, 等. 连续旋转爆震波传播过程实验研究[C]//第十五届全国激波与激波管学术会议论文集, 2012. http://www.wanfangdata.com.cn/details/detail.do?_type=conference&id=7714633
[12]	王超, 刘卫东, 刘世杰, 等.连续旋转爆震波传播模态试验[J].国防科技大学学报, 2015, 37(4):121-127. doi: 10.11887/j.cn.201504021 WANG Chao, LIU Weidong, LIU Shijie, et al. Experiment on the propagation mode of continuous rotating detonation wave[J]. Journal of National University of Defense Technology, 2015, 37(4):121-127. doi: 10.11887/j.cn.201504021
[13]	郑权, 翁春生, 白桥栋.当量比对液体燃料旋转爆轰发动机爆轰影响实验研究[J].推进技术, 2015, 36(6):947-952. http://www.wanfangdata.com.cn/details/detail.do?_type=perio&id=tjjs201506020 ZHENG Quan, WENG Chunsheng, BAI Qiaodong. Experimental study on effects of equivalence ratio on detonation characteristics of liquid-fueled rotating detonation engine[J]. Journal of Propulsion Technology, 2015, 36(6):947-952. http://www.wanfangdata.com.cn/details/detail.do?_type=perio&id=tjjs201506020
[14]	武丹, 刘岩, 王健平.连续旋转爆轰发动机参数特性的三维数值模拟[J].航空动力学报, 2015, 30(7):1576-1582. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTotal-HKDI201507008.htm WU Dan, LIU Yan, WANG Jianping. Three-dimensional numerical simulation of the parametric properties of continuously rotating detonation engine[J]. Journal of Aerospace Power, 2015, 30(7):1576-1582. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTotal-HKDI201507008.htm
[15]	归明月, 范宝春, 张旭东, 等.旋转爆轰的三维数值模拟[J].推进技术, 2010, 31(1):82-86. http://cpfd.cnki.com.cn/Article/CPFDTOTAL-AGLU201407003026.htm GUI Mingyue, FAN Baochun, ZHANG Xudong, et al. Three-dimensional simulation of continuous spin detonation engine[J]. Journal of Propulsion Technology, 2010, 31(1):82-86. http://cpfd.cnki.com.cn/Article/CPFDTOTAL-AGLU201407003026.htm
[16]	李宝星, 翁春生.连续旋转爆轰发动机气液两相爆轰波传播特性二维数值研究[J].固体火箭技术, 2015, 38(5):646-652. http://industry.wanfangdata.com.cn/dl/Detail/Periodical?id=Periodical_gthjjs201505008 LI Baoxing, WENG Chunsheng. Numerical investigation on two-dimensional gas-liquid two-phase detonation wave propagation characteristics of continuous rotating detonation engine[J]. Journal of Solid Rocket Technology, 2015, 38(5):646-652. http://industry.wanfangdata.com.cn/dl/Detail/Periodical?id=Periodical_gthjjs201505008
[17]	翁春生, 王浩.计算内弹道学[M].北京:国防工业出版社, 2006.
[18]	马丹花, 翁春生.二维守恒元和求解元方法在两相爆轰流场计算中的应用[J].燃烧科学与技术, 2010, 16(1):85-91. http://d.old.wanfangdata.com.cn/Periodical/rskxyjs201001016 MA Danhua, WENG Chunsheng. Application of two-dimensional CE/SE method to calculation of two-phase detonation Flow Field[J]. Journal of Combustion Science and Technology, 2010, 16(1):85-91. http://d.old.wanfangdata.com.cn/Periodical/rskxyjs201001016
[19]	洪滔, 秦承森.气体-燃料液滴两相系统爆轰的数值模拟[J].爆炸与冲击, 1999, 19(4):335-342. http://www.bzycj.cn/CN/abstract/abstract10364.shtml HONG Tao, QIN Chengsen. Numerical simulation of detonation of gas-fuel droplet two-phase system[J]. Explosion and Shock Waves, 1999, 19(4):335-342. http://www.bzycj.cn/CN/abstract/abstract10364.shtml
[20]	彭振, 翁春生.脉冲爆轰发动机中等离子体点火的数值计算[J].工程力学, 2012, 29(5):242-250. http://d.old.wanfangdata.com.cn/Conference/7761871 PENG Zhen, WENG Chunsheng. Numerical calculation of plasma ignition on pulse detonation engine[J]. Engineering Mechanics, 2012, 29(5):242-250. http://d.old.wanfangdata.com.cn/Conference/7761871
[21]	王治武, 严传俊, 李牧, 等.燃油粒度对两相PDE爆震波速的影响[J].工程热物理学报, 2006, 27(6):1057-1059. http://www.wanfangdata.com.cn/details/detail.do?_type=perio&id=gcrwlxb200606050 WANG Zhiwu, YAN Chuanjun, LI Mu, et al. Droplet size effect on detonation velocity of two-phase pulse detonation engine[J]. Journal of Engineering Thermophysics, 2006, 27(6):1057-1059. http://www.wanfangdata.com.cn/details/detail.do?_type=perio&id=gcrwlxb200606050