吳林杰，侯海量，朱錫，陳鵬宇，闞于龍

(1.海軍工程大學(xué) 艦船工程系，湖北 武漢 430033；2.海軍91832部隊 裝備部, 廣西 北海 536000)

水下接觸爆炸下防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性仿真研究

吳林杰1，侯海量1，朱錫1，陳鵬宇1，闞于龍2

(1.海軍工程大學(xué) 艦船工程系，湖北 武漢 430033；2.海軍91832部隊 裝備部, 廣西 北海 536000)

為研究水下接觸爆炸下防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性，在水下爆炸氣泡第1次脈動周期的約3倍時間范圍內(nèi)，利用LS_DYNA軟件對水下爆炸氣泡與防雷艙舷側(cè)空艙的相互作用過程和舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性進行了仿真分析，并通過模型試驗對仿真結(jié)果及分析進行了驗證。研究結(jié)果表明：伴隨著水下爆炸氣泡膨脹或收縮，爆炸產(chǎn)物氣體從外板破口處流入或流出舷側(cè)空艙，外板也相應(yīng)地向里凹陷或向外凸出運動；舷側(cè)空艙內(nèi)部空間被外板花瓣隔成兩個區(qū)域，舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷在花瓣前面和花瓣背面具有不同特性；采用有限元方法評估舷側(cè)空艙外板的最大破壞程度時，可將計算時間取為氣泡第1次脈動周期的5%.

兵器科學(xué)與技術(shù)；水下爆炸；防護結(jié)構(gòu)；載荷特性；氣泡；仿真

0 引言

大型水面艦船在海戰(zhàn)中極易遭到敵方反艦武器的攻擊，尤其是魚雷攻擊艦船將對艦船生命力造成嚴重威脅，為了抵御水下爆炸，美、俄等國一般在大型艦船水下舷側(cè)設(shè)計“空艙—液艙—空艙”形式的防雷艙結(jié)構(gòu)(見圖1)。在近自由面水下接觸爆炸下，防雷艙結(jié)構(gòu)的外板在爆炸沖擊波作用下產(chǎn)生大破口，水下爆炸氣泡將與含初始毀傷的防雷艙結(jié)構(gòu)產(chǎn)生強烈的耦合作用，造成二次毀傷。水下接觸爆炸氣泡與防雷艙結(jié)構(gòu)的相互作用問題，本質(zhì)上是水下爆炸氣泡與自由面、壁面、彈性結(jié)構(gòu)等不同邊界的相互作用問題，其研究難點是水下爆炸氣泡與具有初始破口不完整邊界的耦合動力學(xué)特性，要考慮結(jié)構(gòu)的彈塑性、自由液面效應(yīng)、氣泡周圍流場的可壓縮性、氣泡的“腔吸現(xiàn)象”、射流特性以及載荷規(guī)律等[1]。目前，雖然國內(nèi)外學(xué)者在這類問題的研究上取得了一些成果[2-8]，但仍有一些問題亟待解決。國內(nèi)學(xué)者針對防雷艙結(jié)構(gòu)的研究，主要集中在防雷艙結(jié)構(gòu)的破壞模式、防護機理、防護效能評估方法等方面[9-12]，對水下爆炸氣泡與含初始毀傷防雷艙結(jié)構(gòu)的相互作用問題研究不足，尤其是對水下接觸爆炸下防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性認識不清。為了提高防雷艙的防護性能，研究水下接觸爆炸下防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性具有重要意義，因此本文采用LS_DYNA有限元軟件對水下接觸爆炸下防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性進行研究。

圖1 魚雷攻擊防雷艙示意圖Fig.1 Schematic diagram of torpedo attacking shipboard defensive cabin

1 有限元模型

魚雷對防雷艙的典型攻擊方式如圖1所示，為了便于對防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性進行仿真研究，在建立有限元模型時：一方面，將防雷艙舷側(cè)空艙簡化成一個“方盒子”，且不考慮舷側(cè)空艙里面的隔板和平臺等結(jié)構(gòu)；另一方面，不考慮舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷與液艙及水密空艙之間復(fù)雜的力學(xué)作用，將液艙前板及其四周附連板均假設(shè)成剛性壁面(見圖2)，基于該假設(shè)不必對防雷艙的液艙和水密空艙進行建模，這樣簡化處理的實質(zhì)是不考慮液艙及水密空艙的動態(tài)響應(yīng)對防雷艙舷側(cè)空艙內(nèi)壓載荷變化的影響。

圖2 有限元模型Fig.2 Finite element model

采用LS_DYNA軟件對防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性進行研究，在考慮對稱性后建立圖2所示的1/2有限元模型。在圖2所示直角坐標(biāo)系下，對稱面方程為x=10 m. 有限元模型包括防雷艙舷側(cè)空艙、TNT炸藥、空氣和水這4部分，其中舷側(cè)空艙又分為外板和剛性壁。為簡化分析，對圖1中的舷側(cè)外板、船底板、液艙和水密空艙等結(jié)構(gòu)并不建立模型。建模時采用kg-mm-ms單位制，計算時間為3 s，計算工況為100 kg TNT炸藥在水下4 m深度處接觸舷側(cè)空艙爆炸。

在1/2有限元模型中，舷側(cè)空艙長7.5 m、高10 m、寬1.5 m，外板和剛性壁的厚度均為20 mm；TNT炸藥為長徑比1∶1的半圓柱體，其質(zhì)量為50 kg(在全模型中炸藥質(zhì)量為100 kg)、密度為1 630 kg/m3，與外板接觸且位于水面以下4 m；空氣域包括水面上的空氣域和舷側(cè)空艙內(nèi)的空氣域兩部分，空氣域和水域的尺寸見圖2.

舷側(cè)空艙采用Lagrange殼單元，TNT炸藥、空氣和水采用Euler單元。采用關(guān)鍵字*CONSTRANED_LAGRANGE_IN_ SOLID定義任意的Lagrange-Euler(ALE)算法，模擬TNT炸藥、空氣、水和舷側(cè)空艙之間的流體- 固體耦合作用。采用關(guān)鍵字*CONTACT_AUTOMATIC_ SINGLE_SURFACE定義接觸算法，模擬外板和剛性壁之間的接觸作用。流體在舷側(cè)邊界和船底邊界上不能流入和流出。由于水下爆炸氣泡的運動過程受重力影響，因此要定義歐拉域的重力場。

舷側(cè)外板為鋼材，采用雙線性強化本構(gòu)關(guān)系，用關(guān)鍵字*MAT_PLASTIC_ KINEMATIC描述。鋼板的密度為7 800 kg/m3，楊氏模量為210 GPa，泊松比為0.3，屈服應(yīng)力為685 MPa，硬化模量為1 218 MPa，應(yīng)變率效應(yīng)參數(shù)為D=8 000 s-1和n=0.8，失效應(yīng)變?yōu)?.3.

空氣的初始密度為ρ0=1.28 kg/m3，采用Linear_polynomial狀態(tài)方程[10]，即

p=C0+C1μ+C2μ2+C3μ3+
(C4+C5μ+C6μ2)E，

(1)

式中:p為壓力；μ=ρ/ρ0-1，ρ為密度；E為單位體積內(nèi)能；C0、C1、C2、C3、C4、C5、C6為常數(shù)。各參數(shù)取值為：C0=C1=C2=C3=C6=0，C4=C5=0.4，E=0.252 5 MPa.

水的初始密度為ρ0=1 000 kg/m3，采用Gruneisen狀態(tài)方程[10]，即

(2)

式中：c為聲速；S1、S2、S3、γ0、α為常數(shù)。各參數(shù)取值為：c=1 484 m/s，S1=1.979，S2=S3=0，γ0=0.11，α=3，E=0 MPa.

TNT炸藥的初始密度為ρ0=1 630 kg/m3，采用JWL狀態(tài)方程[10]，即

(3)

式中：V為爆轟產(chǎn)物體積和炸藥初始體積之比，初始值為1；A、B、R1、R2、ω為特征參數(shù)。各參數(shù)取值為：A=371.2 MPa，B=3.231 MPa，R1=4.15，R2=0.95，ω=0.3，E=7×109J/m3. TNT炸藥的爆轟壓力PCJ=21 GPa，爆速D=6 930 m/s.

2 計算結(jié)果及分析

2.1 水下爆炸氣泡與舷側(cè)空艙的相互作用過程

水下爆炸氣泡與舷側(cè)空艙的相互作用過程如圖3所示，舷側(cè)空艙內(nèi)空氣的運動過程如圖4所示，舷側(cè)空艙的變形過程如圖5所示。為更清楚地展示氣泡運動過程，將1/2有限元模型計算結(jié)果通過鏡像對稱處理得到全有限元模型計算結(jié)果，并在oxz平面(坐標(biāo)系見圖2)上投影，得到0.500 s、1.000 s、1.500 s這3個時刻的氣泡形態(tài)圖，如圖6所示。

根據(jù)文獻[6]，無限水域中水下爆炸氣泡的最大半徑和第1次脈動周期可分別由(4)式和(5)式進行估算：

(4)

(5)

式中：Rmax為氣泡最大半徑(m)；T1為氣泡第1次脈動周期(s)；w為TNT炸藥的質(zhì)量(kg)；h為裝藥沉深(m)。

當(dāng)100 kg TNT炸藥在無限水域水下4 m深度處爆炸時，由(4)式估算得氣泡最大半徑約為6.69 m，由(5)式估算得氣泡第1次脈動周期約為1.070 s. 本文研究的是100 kg TNT炸藥在水下4 m深度處接觸舷側(cè)空艙爆炸，根據(jù)仿真計算結(jié)果，氣泡最大半徑(見圖6(a))約為4 m，比(4)式估算值要??；氣泡第1次脈動周期約為1.000 s，與(5)式估算值相當(dāng)。舷側(cè)空艙對水下爆炸氣泡的脈動過程有重要影響，當(dāng)舷側(cè)空艙的外板破壞后，部分爆炸產(chǎn)物氣體涌入舷側(cè)空艙，水下爆炸氣泡的初始半徑和初始壓力比無限水域的情況要小，致使氣泡向外推開水的“推力”及水的慣性比無限水域的情況要小。與無限水域的情況相比，爆炸產(chǎn)物氣體涌入舷側(cè)空艙對水下爆炸氣泡的膨脹過程具有阻礙作用，因此氣泡最大半徑的仿真計算值比(4)式估算值要小是合理的。

圖3 水下爆炸時氣泡與舷側(cè)空艙的相互作用過程Fig.3 Interaction between bubble under underwater explosion and broadside empty cabin

圖4 空氣的運動過程Fig.4 Air flow process

圖5 舷側(cè)空艙的變形過程Fig.5 Distortion process of broadside empty cabin

圖6 氣泡形態(tài)Fig.6 Bubble shapes

由圖3～圖5可知：在0.005 s時，舷側(cè)空艙外板發(fā)生花瓣開裂，一部分爆炸產(chǎn)物氣體迅速向舷側(cè)空艙內(nèi)涌入，速度高達716 m/s，另一部分爆炸產(chǎn)物氣體推開水而形成半徑約1.8 m的氣泡；在0.050 s時，氣泡半徑約1.3 m，氣泡上方水面抬升；外板開裂形成的花瓣發(fā)生翻轉(zhuǎn)，并撞擊剛性內(nèi)壁，外板大范圍凹陷；在花瓣翻轉(zhuǎn)過程中，花瓣前面的空間被爆炸產(chǎn)物氣體填充，花瓣背后的空氣則被壓縮，從而在花瓣背后形成高壓區(qū)；少量水從花瓣表面進入舷側(cè)空艙。由于氣泡內(nèi)壓力隨氣泡膨脹而逐漸降低，當(dāng)舷側(cè)空艙內(nèi)、花瓣背后的氣體壓力大于水中氣泡內(nèi)壓力時，外板將在朝外的凈壓力作用下停止凹陷并向外運動；在0.100 s時，氣泡半徑約3.2 m，氣泡上方水面進一步抬升；當(dāng)氣泡過度膨脹使氣泡內(nèi)壓力小于初始靜壓力時，花瓣背后的氣體將從舷側(cè)空艙流向氣泡內(nèi)部；在0.150 s時，由圖4(c)可見，有部分氣體流出舷側(cè)空艙；在朝外的凈壓力作用下，外板向外運動直至向外凸出，卷曲的花瓣在一定程度上展開；在0.250 s時，氣泡半徑約3.8 m，氣泡上方水冢高度約2.7 m；隨著舷側(cè)空艙內(nèi)氣體不斷流向氣泡內(nèi)部，外板兩側(cè)的壓力差逐漸減小，直至氣泡內(nèi)壓力與舷側(cè)空艙內(nèi)壓力相等；隨后舷側(cè)空艙內(nèi)氣體由于慣性繼續(xù)流向氣泡內(nèi)部，使氣泡內(nèi)壓力高于舷側(cè)空艙內(nèi)壓力，外板將在朝里的凈壓力作用下停止外凸而朝里運動，因此，圖5(e)中外板凸出的高度比圖5(d)中的要??；約在0.500 s時，氣泡半徑達到最大(見圖6(a))，約為4 m，氣泡上方水冢高度達到最大，約為3.5 m，爆炸產(chǎn)物氣體和舷側(cè)空艙內(nèi)原有氣體發(fā)生了一定程度的混合，較大量的氣體流出舷側(cè)空艙；約在0.500～1.000 s時間段內(nèi)，氣泡不斷收縮，氣泡內(nèi)壓力逐漸增加，外板在朝里的凈壓力作用下朝里運動，隨著氣泡內(nèi)氣體流入舷側(cè)空艙內(nèi)，致使舷側(cè)空艙內(nèi)氣體壓力逐漸升高；約在1.000 s時，氣泡收縮至最小(見圖6(b))，最小半徑約為3 m，同時氣泡中心向上遷移一段距離，外板整體上是凹陷變形，僅在其上端局部區(qū)域是鼓脹變形，少量水從破口下端處進入舷側(cè)空艙；約在1.000～1.500 s時間段內(nèi)，氣泡再次膨脹，氣泡內(nèi)壓力又逐漸減小；在1.500 s時，氣泡上端發(fā)生潰滅，氣泡內(nèi)的氣體與水面上的大氣相通，舷側(cè)空艙在破口范圍內(nèi)進水(見圖6(c))；在3.000 s時，氣泡完全潰滅，在水面出現(xiàn)浪涌。由圖5(f)～圖5(h)可見，外板在1.000 s時刻之后基本不再變形，在3s時的外板破口形貌可作為最終破口形貌。

舷側(cè)空艙外板在0.050 s和3.000 s時的破口如圖7所示。在0.050 s時，外板破口達到最大，其形狀近似為菱形，兩對角線分別長約5.6 m和7.8 m；在3.000 s時，由于卷曲的花瓣在一定程度上展開，外板破口近似為方形，對角線長約5.6 m. 在水下接觸爆炸下，在氣泡第1次脈動周期的約0.05倍時間范圍內(nèi)，外板即可達到最大破壞程度。因此，采用有限元方法評估舷側(cè)空艙外板的最大破壞程度，將計算時間取為0.05倍以上的氣泡第1次脈動周期(對本文有限元模型而言約為0.050 s)即可。

圖7 外板在0.050 s和3.000 s時的破口對比Fig.7 Plate crevasses at 0.050 s and 3.000 s

2.2 舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性

以外板正中心為坐標(biāo)原點建立右手直角坐標(biāo)系(見圖8，L和H分別為外板的長和高)，X軸與外板長邊平行，Y軸垂直外板并指向舷側(cè)空艙內(nèi)部，Z軸指向正上方，為與圖2中的全局坐標(biāo)系區(qū)別，稱此坐標(biāo)系為局部坐標(biāo)系。在舷側(cè)空艙內(nèi)部的歐拉網(wǎng)格中選取5個典型單元作為壓力測點，如圖8所示，在局部坐標(biāo)系下這5個單元的中心坐標(biāo)分別為：P1(0.57 m, 0.75 m, 0.38 m)，P2(1.83 m, 0.75 m, 1.21 m)，P3(3.20 m, 0.75 m, 2.14 m)，P4(5.16 m, 0.75 m, 3.42 m)，P5(6.86 m, 0.75 m, 4.62 m)。外板花瓣將舷側(cè)空艙內(nèi)部空間隔成花瓣前面和花瓣背面兩個區(qū)域，由圖7、圖8可知，測點P1和P2在外板花瓣前面，而測點P3、P4和P5在外板花瓣后面。測點P1～P5的壓力曲線如圖9所示，各曲線上相鄰兩點的時間間隔為0.005 s.

圖8 測點P1～P5及1號傳感器相對外板的位置Fig.8 P1～P5 and Sensor 1’s positions relative to broadside plate

圖9 各測點的壓力曲線Fig.9 Pressure curves at test points

測點P1、P2的壓力曲線與測點P3、P4和P5的壓力曲線有較大差別。由于在外板花瓣翻卷過程中，花瓣前面產(chǎn)生稀疏波，花瓣后面產(chǎn)生壓縮波，導(dǎo)致花瓣前面測點P1、P2的壓力曲線與花瓣后面測點P3、P4和P5的壓力曲線在0～0.200 s時間段具有顯著差異。

約在0～0.010 s時間段內(nèi)，測點P1、P2的壓力具有明顯的沖擊波特性——壓力先急驟上升后迅速下降；約在0.010～0.200 s時間段內(nèi)，測點P1、P2的壓力先減小后增大，且約在0.170 s前小于初始靜壓0.1 MPa(相對初始靜壓的超壓為負值)；約在0.200～1.000 s時間段內(nèi)，測點P1～P5的壓力變化基本一致，只是測點P1的壓力在0.250 s左右出現(xiàn)震蕩，這主要因水從外板破口處沖入舷側(cè)空艙而引起。測點P1、P2的壓力分別約在1.100 s時刻和1.400 s時刻之后在測點P3的壓力增減0.15 MPa的范圍內(nèi)震蕩，這也主要因水從外板破口處沖入舷側(cè)空艙而引起。

測點P3～P5的壓力約在0～0.010 s時間段內(nèi)急驟上升至數(shù)倍大氣壓；約在0.010～0.450 s時間段內(nèi)逐漸下降至0.09 MPa左右；約在0.450～1.050 s時間段內(nèi)緩慢上升至0.15 MPa左右；約在1.050～1.500 s時間段內(nèi)緩慢下降至0.12 MPa左右；約在1.500 s時刻之后趨于0.13 MPa左右的穩(wěn)態(tài)值。約在0.320～0.580 s時間段內(nèi)，測點P3～P5的壓力小于初始靜壓0.1 MPa(相對初始靜壓的超壓為負值)。在0.050 s時刻之后，測點P3～P5的壓力一致變化，表明在0.050 s時刻之后舷側(cè)空艙內(nèi)部、外板花瓣背面的壓力分布比較均勻。

3 試驗驗證

為檢驗仿真計算結(jié)果及分析的可信性，在海軍工程大學(xué)爆炸筒內(nèi)進行了水下接觸爆炸模型試驗。試驗?zāi)Ｐ腿鐖D10所示，采用Q235鋼材制作，由舷側(cè)空艙、液艙和水密空艙組成，各艙內(nèi)部實際空間約為1.2 m×0.8 m×0.126 m，液艙裝載80%的水。試驗?zāi)Ｐ陀赏庵羶?nèi)共有3層鋼板：外板、液艙前板和液艙后板，其厚度依次為1.40 mm、0.94 mm和2.68 mm. 水密空艙背面用10 mm厚的加筋板架進行封閉。TNT藥柱質(zhì)量為55 g，位于舷側(cè)空艙外板正中心，且在水下0.32 m處。由表1可見，全有限

元模型與試驗?zāi)Ｐ偷膸缀慰s比約為12.5∶1，爆炸筒內(nèi)水深約2 m.

圖10 試驗準(zhǔn)備完畢時的試驗?zāi)Ｐ蜖顟B(tài)Fig.10 State of experimental model before experiment

表1 全有限元模型與試驗?zāi)Ｐ偷膸缀慰s比Table 1 Geometry scales of whole finite element model and experimental model

圖11 55 g藥量下模型的破壞Fig.11 Damage of model under the explosion of 55 g charge

在55 g裝藥水下接觸爆炸下，試驗?zāi)Ｐ偷钠茐那闆r如圖11所示。試驗?zāi)Ｐ偷耐獍搴鸵号撉鞍遄罱K都是外凸的，由于有限元模型的剛性內(nèi)壁(即試驗?zāi)Ｐ偷囊号撉鞍?不能變形，并且從幾何縮比看，有限元模型的外板是偏厚的，因此有限元模型的外板最終沒有像試驗?zāi)Ｐ湍菢用黠@外凸。試驗?zāi)Ｐ屯獍宓牧鸭y尖端外接圓直徑約為0.58 m，由花瓣邊緣構(gòu)成的圓形直徑約為0.37 m，按照12.5∶1的縮比換算有限元模型的外板破口直徑約為4.63～7.25 m，這與有限元模型的仿真結(jié)果比較吻合。試驗后在爆炸筒底發(fā)現(xiàn)了一個內(nèi)徑約為藥柱直徑、外徑約為16 cm的圓環(huán)狀大破片和少量散落的小破片，這些破片是被從舷側(cè)空艙內(nèi)高壓區(qū)流向氣泡內(nèi)低壓區(qū)的氣流沖到試驗?zāi)Ｐ椭獾摹?/p>

圖12 55 g藥量下1號傳感器所測壓力曲線Fig.12 Pressure curve measured by Sensor 1 under the explosion of 55 g charge

在舷側(cè)空艙頂端裝有3個壓力傳感器，距短邊最近的壓力傳感器編為1號，其距短邊0.24 m. 試驗后，1號壓力傳感器測得的壓力曲線如圖12所示。由于試驗?zāi)Ｐ团c有限元模型不是完全相似的，主要是爆炸中心的壓力不一致，導(dǎo)致氣泡的尺寸和周期不相似。在試驗中，55 g裝藥水下接觸爆炸產(chǎn)生氣泡的第1次脈動周期約為55 ms，與圖12中5～60 ms時間段的壓力曲線相對應(yīng)；而在仿真計算中，100 kg TNT炸藥在水下4 m深度處接觸爆炸產(chǎn)生氣泡的第1次脈動周期約為1.000 s，與圖9中0～1.000 s時間段的壓力曲線相對應(yīng)。對比圖12和圖9(b)中第1次氣泡脈動周期內(nèi)的壓力曲線可知，兩者的曲線形狀是相似的，表明本文對舷側(cè)空艙內(nèi)壓載荷特性的分析是合理的。

綜上所述，有限元模型的仿真結(jié)果及分析是可信的。

4 結(jié)論

利用LS_DYNA軟件，對水下接觸爆炸下防雷艙舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性進行了仿真研究。在水下爆炸氣泡第1次脈動周期約3倍時間范圍內(nèi)，分析了水下爆炸氣泡與防雷艙舷側(cè)空艙的相互作用過程和舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷特性，并通過模型試驗對仿真結(jié)果及分析進行了驗證。結(jié)論如下：

1)伴隨著水下爆炸氣泡膨脹或收縮，爆炸產(chǎn)物氣體從外板破口處流入或流出舷側(cè)空艙，外板也相應(yīng)地向里凹陷或向外凸出運動。

2)舷側(cè)空艙內(nèi)部空間被外板花瓣隔成花瓣前面和花瓣背面兩個區(qū)域，舷側(cè)空艙的內(nèi)壓載荷在這兩個區(qū)域具有不同特性——在氣泡第1次脈動周期約0.2倍時間范圍內(nèi)，花瓣前面的超壓主要為負壓，花瓣背面的超壓主要為正壓；在氣泡第1次脈動周期約0.2倍時間之后，伴隨著水下爆炸氣泡膨脹或收縮，舷側(cè)空艙的內(nèi)壓相應(yīng)地增大或減小，并趨于均勻分布；花瓣前面區(qū)域的壓力在受到水流擾動后發(fā)生震蕩現(xiàn)象。

3)在氣泡第1次脈動周期約0.05倍時間范圍內(nèi)，外板即達到最大破壞程度。因此，采用有限元方法評估舷側(cè)空艙外板的最大破壞程度時，可將計算時間取為氣泡第1次脈動周期的5%.

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Numerical Simulation on Inside Load Characteristics of Broadside Cabin of Defensive Structure Subjected to Underwater Contact Explosion

WU Lin-jie1, HOU Hai-liang1, ZHU Xi1, CHEN Peng-yu1, KAN Yu-long29

(1.Department of Naval Architecture Engineering, Naval University of Engineering, Wuhan 430033, Hubei, China;2.Equipment Department, Unit 91832 of Naval, Beihai 536000, Guangxi, China)

The inside load characteristics of broadside cabin of defensive structure subjected to underwater contact explosion is researched. The interaction between underwater explosion bubble and broadside empty cabin at the time when is three fold of the first pulsation period of underwater explosion bubble and the inside load characteristics of broadside empty cabin are numerically analyzed by using LS_DYNA software. The model experiment is performed to validate the creditability of simulation results and analysis. The research shows that the blast gas flows into or out the broadside empty cabin from the plate crevasss along with bubble expansion or contraction, and the broadside plate is sunken or upheaved at the same time. The broadside empty cabin is separated by plate petals into two regions, and the load in the front of plate petals is different from that in the back of plate petals. If the largest plate damage is evaluated by using finite element method, the calculation time could be just 5% of the first pulsation period of underwater explosion bubble.

ordnance science and technology; underwater explosion; defensive structure; load characteristics; bubble; numerical simulation

2016-03-07

國家自然科學(xué)基金項目(51479204、51409253、51679246)

吳林杰(1987—)，男，博士研究生。E-mail:wulinjie102@163.com

侯海量(1977—)，男，高級工程師，碩士生導(dǎo)師。E-mail:hou9611104@163.com

O383+.1

A

1000-1093(2017)01-0143-08

10.3969/j.issn.1000-1093.2017.01.019