微型激波管內(nèi)部激波特性的數(shù)值模擬

張 光，崔寶玲，金英子，金羲東

（1.浙江理工大學(xué)浙江省流體傳輸技術(shù)研究重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，杭州310018；2.安東國(guó)立大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院，韓國(guó)安東760749）

微型激波管內(nèi)部激波特性的數(shù)值模擬

張 光1，崔寶玲1，金英子1，金羲東2

（1.浙江理工大學(xué)浙江省流體傳輸技術(shù)研究重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，杭州310018；2.安東國(guó)立大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院，韓國(guó)安東760749）

為了研究微型激波管內(nèi)部的不穩(wěn)定流動(dòng)和激波運(yùn)動(dòng)特性，采用數(shù)值模擬的方法對(duì)微型激波管內(nèi)部流動(dòng)進(jìn)行分析。對(duì)比分析不同隔膜壓力比（高壓腔與低壓腔的初始?jí)毫χ龋┖图げü苤睆綄?duì)微型激波管內(nèi)激波、交接面以及流體運(yùn)動(dòng)特性的影響，并與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)進(jìn)行比較。結(jié)果表明：隨著隔膜壓力比的增大，激波和交接面的運(yùn)動(dòng)速度逐漸增大；激波在微型激波管內(nèi)運(yùn)動(dòng)時(shí)，其強(qiáng)度逐漸減弱；在低壓被驅(qū)動(dòng)腔內(nèi)壓強(qiáng)較低時(shí)，觀察到厚度較大的邊界層，這說明低壓影響對(duì)微型激波管內(nèi)的激波和流體運(yùn)動(dòng)會(huì)產(chǎn)生一定的能量損失；激波前后的壓力梯度隨著激波運(yùn)動(dòng)逐漸減小；交接面在微型激波管內(nèi)運(yùn)動(dòng)時(shí)，運(yùn)動(dòng)速度逐漸增大；參數(shù)S值可以反映微型激波管內(nèi)的低壓和小尺寸影響。

微型激波管；激波；交接面；非定常流動(dòng)；數(shù)值模擬

0　引 言

近年來，微型激波管已廣泛用于機(jī)械和生物工程設(shè)備中，如微型發(fā)動(dòng)機(jī)、微型燃燒機(jī)、無針注射等。與傳統(tǒng)的激波管類似，微型激波管由隔膜隔開的高壓腔和低壓腔組成，高壓腔也稱為驅(qū)動(dòng)腔，低壓腔稱為被驅(qū)動(dòng)腔。由于高壓腔與低壓腔之間的壓力差，隔膜的瞬間破裂會(huì)使激波管內(nèi)產(chǎn)生不穩(wěn)定的激波流動(dòng)。如果壓力足夠大，隔膜將會(huì)自行破裂，否則需要用手動(dòng)的方式使隔膜破裂。隔膜破裂產(chǎn)生的激波和交接面會(huì)向低壓腔運(yùn)動(dòng)，而產(chǎn)生的膨脹波向高壓腔運(yùn)動(dòng)。在微型激波管內(nèi)，含有運(yùn)動(dòng)激波的可壓縮流動(dòng)需要更多地考慮耗散帶來的影響，而在大型激波管內(nèi)可以忽略這種影響。

在過去的一個(gè)世紀(jì)里，盡管許多學(xué)者不斷努力研究微型激波管內(nèi)部流動(dòng)，但仍然存在一些沒有探究和無法解釋的現(xiàn)象。在微型激波管內(nèi)，由低壓和小尺寸產(chǎn)生的稀疏影響表現(xiàn)得尤為明顯，該影響使激波強(qiáng)度逐漸衰弱，而在大型激波管內(nèi)可以忽略這種影響；流體的粘性影響和激波與壁面之間的摩擦也使激波產(chǎn)生更多的能量損失。因此，關(guān)于產(chǎn)生激波強(qiáng)度損失的原因一直是國(guó)內(nèi)外學(xué)者研究的重點(diǎn)［1-6］。文獻(xiàn)［1-3］采用試驗(yàn)的方法探究了微型激波管內(nèi)激波強(qiáng)度衰減的原因，結(jié)果表明：激波管內(nèi)粘性影響、邊界層的發(fā)展以及壁面摩擦是導(dǎo)致試驗(yàn)過程中激波強(qiáng)度損失的主要原因。微型激波管內(nèi)邊界層的發(fā)展使激波和交接面的運(yùn)動(dòng)與理論預(yù)測(cè)產(chǎn)生一定的偏差。交接面是假想隔開高壓腔氣體與被激波加熱氣體的一個(gè)面。在交接面兩邊，氣體壓強(qiáng)和速度大小相等，而溫度和密度不同。在邊界層的作用下，激波運(yùn)動(dòng)速度逐漸減小，而交接面速度逐漸增大。Sturtevant等［7］、Tanaki等［8］運(yùn)用數(shù)值模擬的方法探究了不同邊界條件下邊界層對(duì)激波運(yùn)動(dòng)的影響；Mirels［9］和Roshko［10］采用理論分析的方法研究了微型激波管內(nèi)的邊界層效應(yīng)，并提出了能夠預(yù)測(cè)邊界層效應(yīng)的理論模型。

與傳統(tǒng)的大型激波管相比，尺寸對(duì)微型激波管內(nèi)激波和流體的運(yùn)動(dòng)特性影響極大。Brouillette［11］采用試驗(yàn)方法探究了微小尺寸激波管內(nèi)可壓縮的湍流，引入控制體法，并提出表明小尺寸影響的一個(gè)參數(shù)S。在S較小的條件下，分析了微型激波管內(nèi)摩擦和熱傳遞產(chǎn)生的擴(kuò)散影響，結(jié)果表明：控制體模型能夠有效預(yù)測(cè)小尺寸對(duì)激波強(qiáng)度的影響。但作者沒有給出S值隨時(shí)間的變化情況。Park等［12］和Sun等［13］運(yùn)用試驗(yàn)的方法研究了不同直徑的微型激波管內(nèi)激波運(yùn)動(dòng)，所得到的實(shí)驗(yàn)結(jié)果與理論預(yù)測(cè)基本一致。Zeitoun等［14-15］采用數(shù)值模擬的方法探究了包含與速度滑移和溫度跳躍的邊界條件相耦合的湍流納維-斯托克斯方程在微型激波管內(nèi)部流動(dòng)方面的應(yīng)用。Arun等［16-17］對(duì)不同邊界條件下的微型激波管進(jìn)行數(shù)值模擬，并與理論預(yù)測(cè)進(jìn)行比較，數(shù)值模擬結(jié)果與理論結(jié)果相吻合。

本文采用數(shù)值模擬的方法對(duì)微型激波管內(nèi)激波和交接面的運(yùn)動(dòng)特性進(jìn)行分析，并揭示不同邊界條件下激波強(qiáng)度損失的原因。采用CFD軟件Fluent進(jìn)行數(shù)值模擬。保持高壓腔的壓力為大氣壓強(qiáng)不變，改變低壓腔的壓力，從而探究不同隔膜壓力比對(duì)激波運(yùn)動(dòng)的影響；采用不同直徑的激波管來研究尺寸對(duì)激波管內(nèi)部流動(dòng)特性的影響；將數(shù)值模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行對(duì)比，從而驗(yàn)證數(shù)值模擬方法的正確性；通過計(jì)算得到激波與交接面之間的距離，進(jìn)而得到反應(yīng)尺寸影響的參數(shù)S的變化情況。

1　計(jì)算模型及數(shù)值方法

1.1計(jì)算模型

本文中數(shù)值模擬采用的計(jì)算模型如圖1所示。采用2維軸對(duì)稱模型，高壓腔和低壓腔都采用理想氣體作為工作流體，高壓腔氣體壓強(qiáng)為P4，低壓腔氣體壓強(qiáng)為P1。定義隔膜壓力比（diaphragm pressure ratio，DPR）為P4/P1。管內(nèi)截面為圓形，直徑用D來表示，高壓腔長(zhǎng)度L4為100 mm，低壓腔長(zhǎng)度L1為200 mm。X表示軸線方向的位移，向右為正方向。

圖1　數(shù)值模擬的計(jì)算模型

2.2數(shù)值方法

為了研究微型激波管內(nèi)部詳細(xì)的非定常流動(dòng)，本文采用結(jié)構(gòu)化四邊形網(wǎng)格，并在壁面附近創(chuàng)建邊界層網(wǎng)格。合適的邊界層網(wǎng)格有助于在數(shù)值模擬過程中觀察邊界層形成對(duì)激波運(yùn)動(dòng)的影響。假設(shè)高壓腔和低壓腔的工作流體為理想氣體；采用非定常的雷諾平均納維-斯托克斯方程來分析計(jì)算流體運(yùn)動(dòng)特性，湍流模型選用SST k-ω模型，粘度模型采用包含流體粘度隨溫度變化的薩瑟蘭粘度模型；采用AUSM格式作為通量格式，時(shí)間離散選用二階隱性格式，空間離散采用二階迎風(fēng)格式。

2.3邊界條件

在不同的隔膜壓力比和激波管直徑下，采用數(shù)值模擬的方法分析了微型激波管內(nèi)部流動(dòng)。邊界條件如表1所示，高壓腔和低壓腔的溫度都初始化為300 K。模型網(wǎng)格數(shù)量為163000，非定常迭代計(jì)算的時(shí)間步長(zhǎng)由最小的計(jì)算網(wǎng)格尺寸決定，設(shè)定為10-8s。隔膜的初始邊界條件為壁面，在改變其邊界條件為交互面的過程中，這一過程可視為隔膜瞬間破裂的過程。管壁采用絕熱無滑移壁面，并且管壁溫度保持300K不變。因此，在數(shù)值模擬過程中，工作流體與激波管管壁之間不會(huì)產(chǎn)生熱傳遞。數(shù)值模擬編號(hào)表示在不同邊界條件下進(jìn)行的數(shù)值模擬，本文采用四種不同的邊界條件來模擬微型激波管內(nèi)部流體的運(yùn)動(dòng)特性。

表1　不同數(shù)值模擬條件下的參數(shù)值

2.4方法驗(yàn)證

為了驗(yàn)證數(shù)值模擬方法的正確性，將數(shù)值模擬的結(jié)果與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)進(jìn)行對(duì)比。文獻(xiàn)［12］采用直徑為6mm的激波管，在隔膜壓力比為6、低壓腔初始?jí)簭?qiáng)為大氣壓強(qiáng)的條件下進(jìn)行試驗(yàn)。本文數(shù)值模擬中采用相同的邊界條件，結(jié)果對(duì)比曲線如圖2所示。EH代表膨脹波頭部，SW代表激波。橫坐標(biāo)代表激波和膨脹波頭部運(yùn)動(dòng)的位移，X/D表示激波和膨脹波頭部沿軸向運(yùn)動(dòng)的無因次位移，縱坐標(biāo)表示運(yùn)動(dòng)時(shí)間。數(shù)值模擬結(jié)果與試驗(yàn)結(jié)果存在一定的偏差，這種偏差是由在試驗(yàn)過程中實(shí)際流體的粘性以及管內(nèi)高溫氣體與激波管壁面之間的熱傳遞導(dǎo)致的。在試驗(yàn)過程中，激波會(huì)加熱其運(yùn)動(dòng)過后區(qū)域內(nèi)的氣體，高溫氣體會(huì)與激波管管壁之間產(chǎn)生熱傳遞，但在數(shù)值模擬中，這種熱傳遞不會(huì)發(fā)生，故激波和膨脹波在試驗(yàn)過程中產(chǎn)生更多的強(qiáng)度損失。在運(yùn)動(dòng)的激波后面會(huì)產(chǎn)生湍流邊界層，這也是其強(qiáng)度產(chǎn)生衰減的一個(gè)主要原因。以上原因說明數(shù)值模擬結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果之間的偏差是合理的，本文采用的數(shù)值方法是可靠的。因此，目前的數(shù)值模擬方法能用來預(yù)測(cè)微型激波管內(nèi)激波運(yùn)動(dòng)特性。

圖2　數(shù)值模擬與試驗(yàn)結(jié)果隨時(shí)間變化的對(duì)比曲線

2　理論分析

2.1激波管理論

當(dāng)微型激波管內(nèi)的薄膜破裂，會(huì)產(chǎn)生激波、交接面以及膨脹波。由無粘激波管理論可知，微型激波管內(nèi)流體粘度可以忽略不計(jì)；工作流體為理想氣體；氣體絕熱指數(shù)為常數(shù)（γ=1.4）。根據(jù)高壓腔與低壓腔的初始?jí)毫χ?，激波和交接面向低壓腔運(yùn)動(dòng)的馬赫數(shù)可用式（1）和式（2）計(jì)算得到［11］。

其中：MS為激波運(yùn)動(dòng)馬赫數(shù)，MC為交接面運(yùn)動(dòng)馬赫數(shù)；γ1和γ4分別表示低壓腔和高壓腔內(nèi)氣體的絕熱指數(shù)；a1和a4分別代表低壓腔和高壓腔氣體聲速大小；P2是激波與交接面之間區(qū)域的壓強(qiáng)值。

式（1）和（2）表明：隨著隔膜壓力比的增大，激波和交接面運(yùn)動(dòng)的馬赫數(shù)也逐漸增大。但由于流體的粘性影響和激波管內(nèi)存在的稀疏影響，數(shù)值模擬得到的結(jié)果與理論預(yù)測(cè)的結(jié)果往往存在一定的偏差。

2.2尺寸影響參數(shù)S

Brouillette［11］發(fā)現(xiàn)，包含熱傳導(dǎo)和剪切力等擴(kuò)散傳遞現(xiàn)象是導(dǎo)致數(shù)值模擬流體特性與理論預(yù)測(cè)有明顯偏差的主要原因。他提出了控制體分析法，控制體是一個(gè)取自激波與交接面之間區(qū)域的單元體，通過對(duì)控制體內(nèi)流體特性進(jìn)行分析，以說明激波管內(nèi)部的尺寸影響和擴(kuò)散傳遞現(xiàn)象。控制體的選取如圖3所示，EW表示膨脹波，CS表示交接面，SW表示激波。根據(jù)控制體分析法，表示尺寸影響的參數(shù)S取自于式（3），參數(shù)S的具體表達(dá)如式（4）所示。由式（3）可知，較小的S值會(huì)對(duì)計(jì)算激波前后的密度比會(huì)產(chǎn)生更大的影響。激波與交接面之間區(qū)域雷諾數(shù)Re和兩者之間的距離L是計(jì)算S必需的兩個(gè)參數(shù)，隨著Re的減小和L的增大，S值會(huì)減??；如果S變得無限大，那么可以忽略尺寸影響。

圖3　用于分析激波管內(nèi)擴(kuò)散影響的控制體模型

其中：ρ1與ρ2分別表示激波前后的流體密度；Re和Pr分別代表雷諾數(shù)和普朗特?cái)?shù)；D代表激波管直徑；L表示激波與交接面之間的距離；u2和μ2分別表示激波與交接面之間區(qū)域流體的速度和動(dòng)力粘度。Re由式（5）計(jì)算得到。理論上，激波與交接面之間流體速度是相同的，但由于邊界層的存在，靠近壁面的流體速度相對(duì)較小，在本文Re的計(jì)算中，取交接面的運(yùn)動(dòng)速度為u2。

2.3激波前后的壓力梯度

隨著激波在激波管內(nèi)運(yùn)動(dòng)，其前后的壓力梯度也發(fā)生變化。當(dāng)隔膜破裂0.12ms后，激波前后的局部壓力分布如圖4所示。激波前后的壓力梯度與其前后的壓強(qiáng)差以及壓強(qiáng)變化的距離有關(guān)，如式（6）所示。式（7）中C表示激波前后壓力梯度的無量綱值，稱其為標(biāo)準(zhǔn)化壓力梯度（normalized pressure gradient，NPG）。由于激波強(qiáng)度隨時(shí)間變化逐漸衰弱，激波前后壓強(qiáng)差會(huì)逐漸減小，故其前后壓力梯度也不斷減小。

圖4　微型激波管內(nèi)沿軸線方向的局部壓強(qiáng)變化

3　結(jié)果與分析

如表1所示，在隔膜壓力比分別為10、20和100的條件下，探究直徑為3 mm的激波管內(nèi)激波運(yùn)動(dòng)的特征。當(dāng)膨脹波頭部沒有運(yùn)動(dòng)到驅(qū)動(dòng)腔的進(jìn)口壁面時(shí)，激波管內(nèi)流體沿軸線方向的壓力變化曲線如圖5所示。圖5（a）-（c）分別表示在DPR為10、20和100時(shí)，微型激波管流體沿軸線方向的壓力變化?？v坐標(biāo)表示靜壓比，靜壓比是流體靜壓與低壓腔內(nèi)流體的初始靜壓之比；橫坐標(biāo)表示軸向位移。隨著激波向前運(yùn)動(dòng)，受激波管內(nèi)流體粘度以及激波前端與壁面之間的摩擦的影響，其強(qiáng)度逐漸減弱。當(dāng)DPR為100時(shí)，激波在同一時(shí)刻運(yùn)動(dòng)的位移比DPR為10和20時(shí)要大，這說明，隨著隔膜壓力比的增大，激波運(yùn)動(dòng)的速度也會(huì)增大，這與式（1）的預(yù)測(cè)相吻合。

圖5　不同隔膜壓力比下激波管內(nèi)沿軸線方向的壓力變化曲線

激波前后的無量綱壓力梯度由式（7）計(jì)算得到，標(biāo)準(zhǔn)化壓力梯度的變化曲線如圖6所示。隨著激波向低壓腔運(yùn)動(dòng)，NPG逐漸減小，這主要是由于激波在運(yùn)動(dòng)過程中，其強(qiáng)度不斷減弱，導(dǎo)致其前后的壓強(qiáng)差逐漸減小。激波運(yùn)動(dòng)的初始階段，NPG衰減得更快，這是由于在初始階段激波前后壓強(qiáng)變化的距離|X2-X1|顯著增大。當(dāng)激波運(yùn)動(dòng)一段位移后（X/D＞30），其前后壓力梯度變化逐漸減小，而這種變化可以視作線性變化。

圖6　不同隔膜壓力比下激波前后壓力梯度的變化曲線

在不同DPR的條件下，由式（5）計(jì)算得到的激波與交接面之間區(qū)域的雷諾數(shù)變化如圖7所示。在這個(gè)區(qū)域內(nèi)，隨著激波和交接面向前運(yùn)動(dòng)，流體密度、速度與動(dòng)力粘度發(fā)生改變。在三種不同DPR的條件下，Re都逐漸增大，這是由于激波與交接面之間區(qū)域流體速度逐漸增大，流體密度也逐漸增大。由于該區(qū)域流體溫度會(huì)升高，動(dòng)力粘度也會(huì)變大，但流體粘度變大的趨勢(shì)沒有速度和密度變大的趨勢(shì)明顯，故Re總體變化還是逐漸增大的。當(dāng)DPR為100時(shí)，Re比DPR為10和20時(shí)要小。這是由于在大DPR下，P4保持大氣壓強(qiáng)不變，較小的P1導(dǎo)致較小的流體密度，而較小的密度導(dǎo)致較小的雷諾數(shù)。

圖7　不同隔膜壓力比下激波與交接面之間區(qū)域雷諾數(shù)的變化曲線

在不同DPR的條件下，由式（4）計(jì)算得到的S值變化曲線如圖8所示。在三種情況下，S值都逐漸減小，這是由于激波和交接面之間存在速度差，導(dǎo)致兩者之間的距離L逐漸增大。當(dāng)DPR為10時(shí)，S值比DPR為20和100時(shí)要大。當(dāng)DPR較小時(shí)，雷諾數(shù)較大，激波和交接面之間的速度差較小，這導(dǎo)致L也較小。較小的S值能夠表明微型激波管內(nèi)的尺寸影響，而這種尺寸影響會(huì)使激波強(qiáng)度衰減更快。在被驅(qū)動(dòng)腔壓強(qiáng)較小的情況下，計(jì)算得到較小的S值，這說明S值同樣也可以用來衡量激波管內(nèi)低壓對(duì)激波運(yùn)動(dòng)的影響。

圖8　不同的隔膜壓力比下S值的變化曲線

在不同的DPR下，當(dāng)隔膜破裂0.03ms后，交接面前后流體的溫度分布以及交接面的位移如圖9所示。等溫線圖能夠準(zhǔn)確地反映流體內(nèi)部的邊界層厚度。如圖9所示，BL表示邊界層。邊界層是由于流體粘度而產(chǎn)生的；是流體在靠近壁面形成的薄流層。在邊界層內(nèi)，靠近壁面的流體速度為0，沿遠(yuǎn)離壁面的垂直方向，流體速度逐漸增大，并達(dá)到一恒定值。如圖9所示，在溫度云圖中，邊界層的厚度定義為從壁面到流體溫度達(dá)到恒定值的距離。當(dāng)DPR較大時(shí)，交接面運(yùn)動(dòng)的位移也相對(duì)較大，即交接面運(yùn)動(dòng)的速度較大，這與式（2）的預(yù)測(cè)是相吻合的。與DPR為10和20相比，當(dāng)DPR為100時(shí)，激波管內(nèi)邊界層的厚度更大，這是因?yàn)樵贒PR較大時(shí)，P1較小，由低壓導(dǎo)致的稀疏影響使微型激波管內(nèi)邊界層變厚。厚度較大的邊界層使激波強(qiáng)度衰減更快，同時(shí)使激波后面的流體產(chǎn)生更多的能量耗散和粘性損失。

圖9　不同隔膜壓力比下交接面前后的溫度分布

在不同直徑的激波管內(nèi)，激波與交接面的速度變化曲線如圖10所示。激波的運(yùn)動(dòng)速度在兩種激波管內(nèi)都逐漸減小，這是由激波前端與激波管壁面之間的摩擦、流體內(nèi)部粘性以及激波后面邊界層的形成導(dǎo)致的。在小直徑的激波管內(nèi)，激波速度衰減得更快，這是由微型激波管內(nèi)的小尺寸影響導(dǎo)致的。交接面的運(yùn)動(dòng)速度在兩種激波管內(nèi)都逐漸增大。在微型激波管內(nèi)，邊界層隨著激波的運(yùn)動(dòng)在其后面逐漸形成，當(dāng)交接面以馬赫數(shù)大于1的速度在激波管內(nèi)部運(yùn)動(dòng)時(shí)，邊界層使交接面在一個(gè)超聲速噴管內(nèi)運(yùn)動(dòng)，故速度會(huì)增加。在小直徑的激波管內(nèi)，交接面的運(yùn)動(dòng)速度增加得更快，這是由于小直徑激波管內(nèi)形成厚度更大的邊界層。

圖10　不同激波管直徑下激波與交接面速度的變化曲線

在不同直徑的激波管內(nèi)，S值的變化曲線如圖11所示。在兩種激波管內(nèi)，S值都隨著時(shí)間變化而減小，這是由于隨著激波與交接面向前運(yùn)動(dòng)，L會(huì)逐漸增大。由式（3）可知，較小的S值對(duì)計(jì)算激波前后的密度之比是有更明顯影響的。在直徑較小的激波管內(nèi)，S值明顯較小，激波強(qiáng)度損失也更大，這與預(yù)測(cè)結(jié)果是一致的。這說明用S值來衡量微型激波管內(nèi)的尺寸影響是可行的。

圖11　不同激波管直徑下S值的變化曲線

4　結(jié) 論

在不同隔膜壓力比和激波管直徑的條件下，采用數(shù)值模擬的方法來研究微型激波管內(nèi)的激波、交接面以及流體運(yùn)動(dòng)特性，結(jié)果表明：隨著隔膜壓力比增大，激波強(qiáng)度逐漸增大，激波在激波管內(nèi)的運(yùn)動(dòng)速度也逐漸增大，交接面的運(yùn)動(dòng)速度也逐漸增大；激波在激波管內(nèi)運(yùn)動(dòng)時(shí)，其強(qiáng)度逐漸減弱；在被驅(qū)動(dòng)腔壓強(qiáng)較低的情況下，觀察到厚度較大的邊界層，這說明低壓影響對(duì)微型激波管內(nèi)的流體以及激波運(yùn)動(dòng)會(huì)產(chǎn)生更多能量損失；隨著激波在激波管內(nèi)運(yùn)動(dòng)，其強(qiáng)度逐漸衰弱以及其兩邊壓強(qiáng)變化的距離逐漸變大，這使激波前后的壓力梯度隨著時(shí)間變化逐漸減小；交接面在微型激波管內(nèi)運(yùn)動(dòng)時(shí)，其運(yùn)動(dòng)速度逐漸增大，這是由運(yùn)動(dòng)激波后面邊界層的形成導(dǎo)致的；激波在低壓和小直徑的激波管內(nèi)運(yùn)動(dòng)時(shí)，激波強(qiáng)度衰減得更快，并且計(jì)算得到較小的S值，這表明S值可以反映微型激波管內(nèi)的低壓和小尺寸影響。

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Numerical Simulation of Shock Wave Characteristics in Micro Shock Tubes

ZHANGGuang1，CUI Bao-ling1，JIN Ying-zi1，KIM Heuy-dong2
（1.The Zhejiang Provincial Key Laboratory of Fluid Transmission Technology Research，Zhejiang Sci-Tech University，Hangzhou 310018，China；2.Department of Mechanical Engineering，Andong National University，Andong 760749，Republic of Korea）

Numerical simulation was applied to study internal flow of micro shock tube in order to study unsteady flow and shock wave motion characteristics in micro shock tube.Contrastive analysis was conducted for effects of different diaphragm pressure ratio（initial pressure ratio of high-pressure cavity and low-pressure cavity），and shock tube diameter on shock wave in micro shock tube，contact surface and fluid motion characteristics.Besides，experimental data were compared.The results show motion speed of shock wave and contact surface increases gradually with the increase in the diaphragm pressure ratio；when shock wave moves in micro shock tube，shock wave strength gradually weakens；a thick boundary layer is observed when pressure intensity in low-pressure driven cavity，which indicates that low pressure effect makes shock wave and flow more energy lose；pressure gradient in the front of and after shock wave gradually decreases as shock wave motion decreases gradually；the motion speed gradually increases when the contact surface moves in micro shock tube；in addition，S value can indicate effects of low pressure and small scale in micro shock tube.

micro shock tube；shock wave；contact surface；unsteady flow；numerical simulation

TH47

A

1673-3851（2015）06-0805-07

（責(zé)任編輯：康 鋒）

2015-01-13

國(guó)家自然科學(xué)基金項(xiàng)目（51406184）

張光（1988-），男，湖北孝昌人，碩士研究生，主要從事微型激波管方面的研究。

崔寶玲，E-mail：blcui@zstu.edu.cn