郭虹伯，趙寧波，鄭洪濤，孫成文，楊家龍

雙點(diǎn)激光點(diǎn)火直接起爆的數(shù)值模擬

郭虹伯，趙寧波，鄭洪濤，孫成文，楊家龍

(哈爾濱工程大學(xué)動(dòng)力與能源工程學(xué)院，哈爾濱 150001)

針對(duì)雙點(diǎn)激光點(diǎn)火直接起爆過(guò)程中爆轟波的形成、發(fā)展和傳播問(wèn)題，采用高精度數(shù)值模擬方法求解帶化學(xué)反應(yīng)的二維歐拉方程組，研究了不同環(huán)境壓力情況對(duì)流場(chǎng)結(jié)構(gòu)與波系變化的影響.結(jié)果表明，環(huán)境壓力會(huì)影響激波強(qiáng)度與爆轟波的傳播速度，是決定雙點(diǎn)激光點(diǎn)火形成的火核在碰撞過(guò)程中能否實(shí)現(xiàn)爆轟并維持爆轟波傳播的重要因素，利用雙激光點(diǎn)相互作用形成強(qiáng)反射激波，有助于實(shí)現(xiàn)可燃?xì)獾闹苯悠鸨?；?dāng)環(huán)境壓力在15～120kPa之間時(shí)，火核的碰撞實(shí)現(xiàn)了直接起爆，流場(chǎng)中形成穩(wěn)定傳播的爆轟波；爆轟波鋒面上橫波的碰撞與三波點(diǎn)形成是維持爆轟傳播的重要機(jī)制，隨著環(huán)境壓力的升高，爆轟波鋒面三波點(diǎn)數(shù)量增多，橫波的傳播機(jī)制發(fā)生改變.

激光點(diǎn)火；爆轟波；三波結(jié)構(gòu)；數(shù)值模擬

爆轟波是耦合了強(qiáng)激波和波后劇烈化學(xué)反應(yīng)放熱的超聲速傳播的燃燒波，具有燃燒速率快、效率高、熵增小等優(yōu)點(diǎn)，在未來(lái)高性能先進(jìn)動(dòng)力領(lǐng)域具有重要的應(yīng)用前景[1]．其中，如何實(shí)現(xiàn)爆轟波的有效觸發(fā)與合理控制是爆轟燃燒技術(shù)應(yīng)用面臨的核心問(wèn)題.

針對(duì)自由空間中爆轟波的形成與發(fā)展特點(diǎn)，武丹等[2]采用數(shù)值模擬方法研究了較高初始起爆能量條件下，火核半徑對(duì)三波結(jié)構(gòu)初始形成數(shù)目與傳播半徑的影響，認(rèn)為新胞格結(jié)構(gòu)的出現(xiàn)標(biāo)志著爆轟波進(jìn)入穩(wěn)定傳播的階段．Tomotaka等[3]對(duì)自由空間中爆轟波傳播的數(shù)值模擬研究表明，爆轟波鋒面后化學(xué)反應(yīng)誘導(dǎo)區(qū)的大小對(duì)胞格結(jié)構(gòu)變化及橫波的產(chǎn)生有明顯影響．Lee等[4]對(duì)不同參數(shù)下的爆轟波直接起爆臨界能量進(jìn)行了相關(guān)評(píng)述，指出可燃混氣需要在強(qiáng)大的初始點(diǎn)火能量條件下才能實(shí)現(xiàn)直接起爆．

近年來(lái)，隨著激光技術(shù)的發(fā)展，激光點(diǎn)火引起了各國(guó)學(xué)者的關(guān)注[5-11]．與傳統(tǒng)點(diǎn)火方式相比，激光點(diǎn)火的位置可控且不對(duì)流場(chǎng)造成干擾，能夠?qū)崿F(xiàn)火核形成與火焰?zhèn)鞑サ挠行Э刂疲送?，由于激光較高的初始能量，通過(guò)脈沖激光聚焦可以形成高能量密度的初始火核，容易實(shí)現(xiàn)爆轟波的直接起爆．Liu等[12]對(duì)不同環(huán)境條件下激光誘導(dǎo)火核形成及演化過(guò)程進(jìn)行了數(shù)值模擬，指出環(huán)境溫度、壓力對(duì)火核演變過(guò)程中所能達(dá)到最高溫度和壓力有明顯影響，溫度最高可達(dá)20000K．Bradley等[13]和Phuoc等[14]對(duì)脈沖激光點(diǎn)火的研究表明，在氣體被擊穿發(fā)生電離并與周圍分子碰撞的過(guò)程中，溫度和壓力可以迅速達(dá)到50000K和10～100MPa，初始火核直徑可達(dá)1～2mm. Dumitrache等[15]對(duì)雙脈沖激光誘導(dǎo)的流體動(dòng)力學(xué)進(jìn)行了數(shù)值模擬研究，初始峰值溫度和峰值壓力設(shè)置為3.5×104K和22MPa，周圍氣體的溫度為300K，壓力設(shè)置為0.1MPa．Ghosh等[16]的研究發(fā)現(xiàn)，火核發(fā)展的動(dòng)力學(xué)過(guò)程與周圍能量分布密切相關(guān)，將兩束脈沖激光形成的焦斑重疊起來(lái)更容易實(shí)現(xiàn)點(diǎn)火．

考慮雙點(diǎn)激光點(diǎn)火可能引發(fā)的直接起爆問(wèn)題，本文采用直接數(shù)值模擬方法，研究自由空間中的爆轟波形成、發(fā)展以及傳播特征，詳細(xì)分析不同環(huán)境壓力條件下火核與流場(chǎng)結(jié)構(gòu)的演變規(guī)律，揭示雙點(diǎn)激光直接起爆機(jī)理．

1?數(shù)值方法與驗(yàn)證

1.1?物理模型與數(shù)值方法

根據(jù)文獻(xiàn)[17-18]的研究結(jié)果可知，激光脈沖點(diǎn)火后，溫度和壓力迅速升高，其在電離擊穿的傳播過(guò)程中，同時(shí)也消耗大量能量．為了簡(jiǎn)化分析，本文假設(shè)激光脈沖點(diǎn)火中能量沉積后的熱平衡狀態(tài)作為火核的初始條件．如圖1所示，初始火核設(shè)置兩個(gè)直徑為3.0mm，能量均勻分布的高能點(diǎn)源，點(diǎn)源中心距離為4.0mm，點(diǎn)火區(qū)內(nèi)部為未反應(yīng)可燃混氣，壓力、溫度分別為＝2MPa，＝3000K．計(jì)算流場(chǎng)中填充溫度298K且化學(xué)恰當(dāng)比的H2/O2/Ar混合物，H2、O2和Ar的初始摩爾比分別為2∶1∶7．計(jì)算域四周采用亞音速出口邊界條件．

圖1?自由空間雙點(diǎn)激光起爆示意

爆轟波是由一道超聲速傳播的強(qiáng)激波與緊隨其后的化學(xué)反應(yīng)區(qū)耦合而成的燃燒波，其燃燒速率快，能量釋放劇烈．針對(duì)這一特點(diǎn)，本文采用直角坐標(biāo)系下瞬態(tài)多組分歐拉方程來(lái)描述爆轟燃燒流場(chǎng)．由于爆轟過(guò)程十分迅速，可以忽略其熱交換過(guò)程，因此計(jì)算中假設(shè)預(yù)混可燃?xì)鉃槔硐霘怏w，忽略黏性、擴(kuò)散和熱傳導(dǎo)作用，二維直角坐標(biāo)系下可壓縮瞬態(tài)多組分Euler方程：

各守恒分量定義為

對(duì)含有個(gè)組分，R個(gè)基元反應(yīng)的化學(xué)反應(yīng)，一般形式為

式中：，A、β、a,j分別為第基元反應(yīng)的指前因子、溫度指數(shù)和活化能；為通用氣體常數(shù)；c,j為平衡常數(shù)，存在如下關(guān)系．

第組分在所有化學(xué)反應(yīng)中質(zhì)量?jī)羯伤俾士偤蜑?/p>

該方程考慮了多組分系統(tǒng)可壓縮流體動(dòng)力學(xué)和化學(xué)動(dòng)力學(xué)．考慮到源項(xiàng)的剛度，采用Strang算子分裂算法[19]將控制方程分裂為兩個(gè)獨(dú)立的微分方程：

式(10)為無(wú)化學(xué)反應(yīng)的二維多組分流動(dòng)方程，其中瞬態(tài)項(xiàng)采用三階TVD龍格-庫(kù)塔法[20]進(jìn)行離散，對(duì)流項(xiàng)采用五階WENO-LF格式[21]進(jìn)行離散．對(duì)流動(dòng)方程進(jìn)行解耦變換：

其中，()為方向的Jacobia矩陣，()為方向的Jacobia矩陣．采用Roe平均方法將控制方程(12)轉(zhuǎn)化為準(zhǔn)線性問(wèn)題．

混合物中每種物質(zhì)的焓值、熱容等熱力學(xué)參數(shù)根據(jù)JANAF表[22]中數(shù)據(jù)擬合得到．式(11)為純化學(xué)反應(yīng)方程．采用漸近積分法[23]對(duì)化學(xué)動(dòng)力學(xué)方程進(jìn)行求解，詳細(xì)化學(xué)反應(yīng)模型選用9種組分34步基元?反應(yīng)[24]．

1.2?數(shù)值方法驗(yàn)證

高濃度稀釋H2/O2/Ar混合氣體活化能低[25]，爆轟波具有規(guī)則的胞格結(jié)構(gòu)，胞格尺寸為毫米量級(jí)，計(jì)算過(guò)程中需要的網(wǎng)格分辨率為0.02～0.2mm[11,26]，該組分狀態(tài)下，爆轟過(guò)程中半反應(yīng)區(qū)長(zhǎng)度rxn＝6.0mm[27].本文選取計(jì)算網(wǎng)格尺寸為0.1mm，其中半反應(yīng)區(qū)內(nèi)分布約60個(gè)網(wǎng)格．為驗(yàn)證模擬方法的有效性，對(duì)爆轟波發(fā)展過(guò)程進(jìn)行一維數(shù)值模擬．左端為封閉端，設(shè)置寬2.0mm的高能區(qū)起始爆轟波，計(jì)算參數(shù)和化學(xué)反應(yīng)模型與上述激光點(diǎn)火條件相同，爆轟波向右傳播．圖2為每間隔20.0μs計(jì)算得到的一維爆轟波壓力曲線．由圖可知，左端點(diǎn)火區(qū)域直接形成強(qiáng)過(guò)驅(qū)爆轟波，傳播過(guò)程中爆轟波逐漸衰減，最終趨于穩(wěn)定，壓力峰值穩(wěn)定在179kPa，接近CJ穩(wěn)定爆轟波的理論壓力峰值177kPa[24]，圖3所示為不同時(shí)刻爆轟波傳播速度，計(jì)算得到的穩(wěn)定爆轟波速度為1645m/s，很好地趨近于爆轟波的理論傳播速度1617m/s[24]．因此，本文模擬方法可很好地捕捉爆轟傳播主要特性，最終在該基礎(chǔ)上進(jìn)行雙點(diǎn)激光點(diǎn)火引發(fā)的直接起爆數(shù)值研究．

圖2?不同時(shí)刻下一維爆轟波壓力曲線

圖3?爆轟波傳播速度

2?結(jié)果分析與討論

2.1?爆轟波的形成與發(fā)展過(guò)程分析

圖4為環(huán)境壓力為5.0×104Pa時(shí)，兩激光點(diǎn)源產(chǎn)生沖擊發(fā)生碰撞，最終成功實(shí)現(xiàn)雙點(diǎn)激光起爆過(guò)程的壓力云圖(左半部分)和溫度云圖(右半部分)．圖中，IS為入射激波，MS為馬赫桿，RF為化學(xué)前峰.由圖可知，在激波碰撞的地方壓力和溫度迅速升高，形成高溫火核，如圖4(a)所示．隨著高溫火核向四周擴(kuò)散，與自由擴(kuò)散激波鋒面相交，發(fā)生馬赫反射，形成明顯三波結(jié)構(gòu)，如圖4(b)所示．三波點(diǎn)向四周擴(kuò)散，點(diǎn)燃周圍預(yù)混可燃?xì)?，形成了局部過(guò)驅(qū)爆轟，沒(méi)有激波碰撞的地方隨著化學(xué)反應(yīng)的進(jìn)行，激波鋒面與化學(xué)反應(yīng)鋒面距離逐漸增大隨之發(fā)生解耦，沒(méi)有實(shí)現(xiàn)爆轟，如圖4(c)所示．在碰撞處形成的馬赫結(jié)構(gòu)驅(qū)動(dòng)爆轟波橫向移動(dòng)產(chǎn)生橫向爆轟波如圖4(d)所示，這個(gè)橫向爆轟波向解耦區(qū)域移動(dòng)，重新點(diǎn)燃熄滅的爆轟波，實(shí)現(xiàn)爆轟波的自持傳播．＝12μs時(shí)橫向傳播的爆轟波在上下最遠(yuǎn)處發(fā)生碰撞，壓力、溫度進(jìn)一步升高，爆轟波鋒面逐漸向圓形發(fā)展，如圖4(e)、4(f)所示．該條件下，爆轟成功起爆，流場(chǎng)中最終形成穩(wěn)定爆轟．

雙點(diǎn)激光成功實(shí)現(xiàn)起爆之后，爆轟波鋒面由之前的不規(guī)則形狀逐漸發(fā)展成圓形形狀，通過(guò)爆轟波結(jié)構(gòu)的自動(dòng)調(diào)整，最終會(huì)形成一個(gè)近似標(biāo)準(zhǔn)的圓形結(jié)構(gòu)，如圖5所示．右側(cè)為＝64.5μs時(shí)爆轟波鋒面溫度云圖的局部放大圖．圖5中B處爆轟波鋒面上出現(xiàn)馬赫桿和橫波結(jié)構(gòu)，且橫波向同一方向傳播，這與正爆轟波橫波的雙向傳播相異．由于馬赫桿的出現(xiàn)與三波點(diǎn)的碰撞，圖5中A處橫波呈現(xiàn)雙向傳播，流場(chǎng)中出現(xiàn)胞格結(jié)構(gòu)，胞格較小且相對(duì)規(guī)則．爆轟波鋒面上橫波單向和雙向傳播同時(shí)出現(xiàn)，三波點(diǎn)和橫波頻繁的碰撞不斷加劇化學(xué)反應(yīng)，從而為爆轟波的自持傳播提供充足能量．由圖可知，圓形結(jié)構(gòu)的爆轟波每一點(diǎn)都包含一個(gè)弧形結(jié)構(gòu)，可推測(cè)出，若空間無(wú)窮大，每一處爆轟波弧度都會(huì)逐漸減小，最終每一點(diǎn)接近于平面爆轟波．

圖5?t＝64.5μs流場(chǎng)壓力云圖(左)和溫度云圖(右)以及溫度云圖的局部放大

圖6為壓力沿方向變化曲線．每?jī)蓷l曲線時(shí)間間隔為2μs．由圖可知，壓力出現(xiàn)一個(gè)個(gè)尖峰，壓力峰值在方向傳播過(guò)程中出現(xiàn)周期性的微小波動(dòng)，即，盈虧不穩(wěn)定性．最終過(guò)驅(qū)動(dòng)爆轟波衰減成自持穩(wěn)定傳播的爆轟波．

圖6?x方向不同時(shí)刻爆轟波的壓力曲線

2.2?環(huán)境壓力對(duì)爆轟過(guò)程的影響

考慮到不同環(huán)境壓力情況下，爆轟起始過(guò)程與爆轟波傳播特性存在明顯差異，分別對(duì)環(huán)境壓力s為6.67kPa、15kPa、50kPa、120kPa情況下，雙激光點(diǎn)源起始爆轟過(guò)程中波陣面初始碰撞階段流場(chǎng)的差異，及碰撞發(fā)展階段波陣面的演變過(guò)程和波系結(jié)構(gòu)進(jìn)行分析，其中s＝15kPa情況下流場(chǎng)特性在上文中已經(jīng)進(jìn)行分析，此處不再贅述．

2.2.1?初始碰撞階段

圖7為＝3μs時(shí)，不同環(huán)境壓力下壓力云圖和溫度云圖．由圖可知，兩激光點(diǎn)源碰撞初期，隨著環(huán)境壓力的升高，化學(xué)反應(yīng)鋒面和激波鋒面向外傳播速度降低．這是由于環(huán)境壓力與爆轟波內(nèi)部壓差隨環(huán)境壓力升高而減小，激波后壓強(qiáng)與激波前壓強(qiáng)比值減小，激波強(qiáng)度減小，傳播速度降低，對(duì)周圍混氣壓縮時(shí)間增長(zhǎng)，有利于提高燃?xì)鈨?nèi)能，使波后化學(xué)反應(yīng)區(qū)內(nèi)可燃混氣能量充分釋放，該化學(xué)反應(yīng)過(guò)程主要通過(guò)激波誘導(dǎo)實(shí)現(xiàn)，因此化學(xué)反應(yīng)鋒面?zhèn)鞑ニ俣入S激波鋒面?zhèn)鞑ニ俣韧瑫r(shí)降低．如圖7(d)所示，環(huán)境壓力s＝120kPa時(shí)流場(chǎng)的溫度和壓力最高，三波點(diǎn)能量也最大．當(dāng)環(huán)境壓力s＝6.67kPa時(shí)，激波鋒面?zhèn)鞑ニ俣容^快，化學(xué)反應(yīng)區(qū)燃燒能量供應(yīng)不及時(shí)，導(dǎo)致爆轟波鋒面壓力較低，如圖7(a)所示．碰撞初始階段，不同環(huán)境壓力情況下，化學(xué)反應(yīng)鋒面和激波鋒面能較好耦合在一起．

2.2.2?碰撞發(fā)展階段

圖8為環(huán)境壓力為6.67kPa時(shí)流場(chǎng)壓力和溫度云圖．雙激光點(diǎn)源碰撞點(diǎn)燃流場(chǎng)可燃混氣，隨著燃燒過(guò)程的發(fā)展，方向化學(xué)反應(yīng)鋒面與激波鋒面解耦，＝8μs時(shí)，壓力最高壓力降低至250kPa，方向出現(xiàn)局部解耦現(xiàn)象．當(dāng)＝20μs時(shí)，壓力最高壓力已降至100kPa，化學(xué)反應(yīng)鋒面與激波鋒面完全解耦，起爆失?。C上分析可知，由于環(huán)境壓力低造成激光點(diǎn)源形成沖擊波壓差變大，激波傳播快，可燃混氣壓縮率小，波后化學(xué)反應(yīng)區(qū)點(diǎn)火延遲時(shí)間長(zhǎng)，化學(xué)反應(yīng)鋒面與激波鋒面間誘導(dǎo)區(qū)寬度大，不能及時(shí)為前方激波鋒面提供充足能量，最終整個(gè)流場(chǎng)解耦，不能形成爆轟. 雙激光點(diǎn)點(diǎn)火過(guò)程中，點(diǎn)火條件相同的情況下，環(huán)境壓力存在最小值，使流場(chǎng)中激波鋒面?zhèn)鞑ニ俣冗^(guò)快，不能與化學(xué)反應(yīng)鋒面?zhèn)鞑ニ俣绕ヅ?，造成流?chǎng)中波鋒面解耦起爆失敗．

圖8?不同時(shí)刻爆轟流場(chǎng)壓力(左)和溫度(右)云圖

圖9為環(huán)境壓力為15kPa時(shí)，不同時(shí)刻流場(chǎng)壓力和溫度云圖．兩激光點(diǎn)源在發(fā)生碰撞區(qū)域成功實(shí)現(xiàn)局部爆轟，出現(xiàn)馬赫桿驅(qū)動(dòng)爆轟波橫向移動(dòng)，形成橫向爆轟波．爆轟波鋒面出現(xiàn)新的三波結(jié)構(gòu)，如圖9(a)所示，該處橫波強(qiáng)度較小，與橫向爆轟波傳播方向一致．＝20μs時(shí)，橫向爆轟波在最遠(yuǎn)處發(fā)生碰撞，形成向反方向傳播的橫向爆轟波．沒(méi)有發(fā)生碰撞的區(qū)域化學(xué)反應(yīng)鋒面與激波鋒面距離逐漸增大，不斷有新的橫波出現(xiàn)，如圖9(b)所示．由圖9(c)可知，橫向爆轟波繼續(xù)傳播，與新生成的橫波發(fā)生碰撞加劇化學(xué)反應(yīng)，獲得自持傳播能量．

圖10為＝64.5μs時(shí)局部爆轟流場(chǎng)壓力云圖，由圖可知，橫向爆轟波再次碰撞，弧形爆轟波向外傳播，波鋒面曲率減小，并伴隨著三波結(jié)構(gòu)的擴(kuò)展和生成．波鋒面上有明顯的橫波出現(xiàn)，橫波雙向傳播，不斷發(fā)生碰撞，該區(qū)域化學(xué)反應(yīng)劇烈，化學(xué)反應(yīng)鋒面與激波鋒面緊密耦合，形成自持局部爆轟．通過(guò)記錄流場(chǎng)中壓力的歷史最大值，得到爆轟波的胞格結(jié)構(gòu)，如圖11所示．沿波鋒面?zhèn)鞑シ较虬癯叽缏杂性龃螅駭?shù)量逐漸增多．自由空間爆轟波的傳播過(guò)程中，爆轟波是靠三波點(diǎn)的相互碰撞加劇化學(xué)反應(yīng)，由圖知三波點(diǎn)不斷生成并相互碰撞，從而獲得自持傳播所需的能量．

圖10?t＝64.5μs局部爆轟流場(chǎng)壓力云圖

圖11?爆轟波胞格結(jié)構(gòu)

圖12為環(huán)境壓力為120kPa時(shí)流場(chǎng)壓力和溫度云圖．圖中RS為反射激波，由圖12(a)可知，雙激光點(diǎn)源點(diǎn)燃流場(chǎng)后，激波鋒面發(fā)生碰撞，形成反射激波和強(qiáng)度較弱的馬赫桿．馬赫桿處出現(xiàn)三波結(jié)構(gòu)，由于其強(qiáng)度弱，不能充分壓縮周圍混氣，化學(xué)反應(yīng)誘導(dǎo)區(qū)之間增大，出現(xiàn)解耦現(xiàn)象，如圖12(b)所示．激波鋒面繼續(xù)向外隨著波鋒面向外傳播，馬赫桿逐漸衰減為入射激波．入射激波向自由空間繼續(xù)傳播，能量逐漸衰減，激波鋒面處壓力最終衰減到與周圍環(huán)境壓力大致相等，化學(xué)反應(yīng)區(qū)溫度仍高于可燃混氣燃燒溫度，化學(xué)反應(yīng)仍在進(jìn)行，但隨著激波強(qiáng)度的減弱，隨可燃?xì)獾膲嚎s能力降低，化學(xué)反應(yīng)鋒面?zhèn)鞑ニ俣冉档停罱K流場(chǎng)中激波與化學(xué)反應(yīng)鋒面完全解耦，起爆失敗，如圖12(c)所示．雙激光點(diǎn)點(diǎn)火過(guò)程中，點(diǎn)火條件相同的情況下，環(huán)境壓力存在最大值，此時(shí)沖擊波強(qiáng)度較弱，對(duì)混氣的壓縮能力較弱，不能維持入射激波鋒面與化學(xué)反應(yīng)鋒面相對(duì)耦合，最終波鋒面解耦，起爆失敗．

3?結(jié)?論

本文通過(guò)高精度數(shù)值模擬方法研究了不同環(huán)境壓力條件下，雙激光點(diǎn)源點(diǎn)火后引發(fā)爆轟的形成與發(fā)展過(guò)程中流場(chǎng)結(jié)構(gòu)的演化，得到以下結(jié)論．

(1) 環(huán)境壓力對(duì)激光點(diǎn)源點(diǎn)火后火核的形成和波陣面的發(fā)展過(guò)程有明顯的影響．環(huán)境壓力是能否實(shí)現(xiàn)雙點(diǎn)激光點(diǎn)火后直接起爆的重要因素，對(duì)波陣面能否穩(wěn)定發(fā)展與自持傳播具有直接關(guān)系．

(2) 利用雙激光點(diǎn)源形成燃燒火核的碰撞作用形成的強(qiáng)反射激波，可以實(shí)現(xiàn)在相對(duì)較低點(diǎn)火能量條件下的可燃混氣直接起爆，降低了直接起爆的難度．

(3) 點(diǎn)火能量一定條件下，環(huán)境壓力在15～120kPa之間時(shí)，利用火核的碰撞作用可以實(shí)現(xiàn)直接起爆，形成穩(wěn)定自持的爆轟波．爆轟波鋒面上不斷形成新的三波點(diǎn)是爆轟波穩(wěn)定傳播的必要條件，在三波點(diǎn)的碰撞過(guò)程中為爆轟波傳播提供能量．

(4) 爆轟波鋒面上三波點(diǎn)移動(dòng)伴隨著橫波的傳播，波陣面發(fā)展階段不同流場(chǎng)區(qū)域的胞格尺寸存在較大差異，部分區(qū)域內(nèi)橫波出現(xiàn)單向傳播模式．

［1］ Kailasanath K. Review of propulsion applications of detonation waves[J].，2000，38(9)：1698-1708.

［2］ 武?丹，劉?巖，王健平. 圓柱形爆轟波的二維數(shù)值模擬[J]. 爆炸與沖擊，2015，35(4)：561-566.

Wu Dan，Liu Yan，Wang Jianping. Two-dimensional simulation of cylindrical detonation[J].，2015，35(4)：561-566(in Chinese).

［3］ Tomotaka N，Youhi M，Makoto A，at el. Numerical study on direct initiation of cylindrical detonation in H2/O2mixtures：Effect of higher-order schemes on detonation propagation[J].，2016，188(11/12)：2044-2059.

［4］ Lee J H S，Higgins A J. Comments on criteria for direct initiation of detonation[J].，1999，357(1764)：3503-3521.

［5］ Sislian J P，Schirmer H，Dudebout R，et al. Propulsive performance of hypersonic oblique detonation wave and shock-induced combustion ramjets[J].，2001，17(3)：599-604.

［6］ Dudebout R，Sislian J P，Oppitz R. Numerical simulation of hypersonic shock-induced combustion ramjets[J].，1998，14(6)：869-879.

［7］ Fusina G，Sislian J P，Parent B. Formation and stability of near Chapman-Jouguet standing oblique detonation waves[J].，2005，43(7)：1591-1604.

［8］ Sislian J P，Martens R P，Schwartzentruber T E，et al. Numerical simulation of a real shcramjet flowfield[J].，2006，22(5)：1039-1048.

［9］ Strehlow R A，F(xiàn)ernandes F D. Transverse waves in detonations[J].，1965，9(2)：109-119.

［10］ Ciccarelli G，Boccio J L，Ginsberg T，et al. The influence of initial temperature on flame acceleration and deflagration-to-detonation transition[J].()，1996，26(2)：2973-2979.

［11］ Hu X Y，Khoo B C，Zhang D L，et al. The cellular structure of a two-dimensional H2/O2/Ar detonation wave[J].，2004，8(2)：339-359.

［12］ Liu J P，Chen K Q，Zhang X B，et al. Numerical simulation on the laser induced oxygen spark under different ambient conditions[J].，2015，75：2409-2414.

［13］ Bradley D，Sheppard C G W，Suardjaja I M，et al. Fundamentals of high-energy spark ignition with lasers[J].，2004，138(1/2)：55-77.

［14］ Phuoc T X，White F P. Laser-induced spark ignition of CH4/air mixtures[J].，1999，119(3)：203-216.

［15］ Dumitrache C，Yalin A. Numerical modeling of the hydrodynamics induced by dual-pulse laser plasma[C]//56. Kissimmee，F(xiàn)lorida，USA，2018，AIAA 2018-0689.

［16］ Ghosh S，Mahesh K. Numerical simulation of laser induced breakdown in air[C]// 46. Reno，NV，USA，2008，AIAA 2008-1069.

［17］ Phuoca T X，Whitea F P. An optical and spectroscopic study of laser-induced sparks to determine available ignition energy[J].，2002，29(2)：1621-1628.

［18］ Dumitrache C，Limbach C，Yalin A P. Laser thermal ignition using a dual-pulse approach[C]//54. San Diego，CA，USA，2016，AIAA 2016-0460.

［19］ Strang G. On the construction and comparison of difference schemes[J].，1968，5(3)：506-517.

［20］ Shu C W，Osher S. Efficient implementation of essentially non-oscillatory shock-capturing schemes[J].，1988，77(2)：439-471.

［21］ Jiang G S，Shu C W. Efficient implementation of weighted ENO schemes[J].，1996，126(1)：202-228.

［22］ Stull D R，Prophet H.[M]. United States：Government Printing Office，1971.

［23］ Young T R，Boris J P. A numerical technique for solving stiff ordinary differential equations associated with the chemical kinetics of reactive-flow problems[J].，1977，81(25)：2424-2427.

［24］ Deiterding R. Parallel Adaptive Simulation of Multi-Dimensional Detonation Structures[D]. Germany：Branderburg University of Technology Cottbus，2003.

［25］ Pintgen F，Eckett C A，Austin J M，et al. Direct observations of reaction zone structure in propagating detonations[J].，2003，133(3)：211-229.

［26］ Hu X Y，Zhang D L，Khoo B C，et al. The structure and evolution of a two-dimensional H2/O2/Ar cellular detonation[J].，2005，14(1/2)：37-44.

［27］ Oran E S，Weber J J，Stefaniw E I. A numerical study of a two-dimensional H2-O2-Ar detonation using a detailed chemical reaction model[J].，1998，113(1/2)：147-163.

Numerical Simulation of the Direct Initiation by Double-Point Laser Ignition

Guo Hongbo，Zhao Ningbo，Zheng Hongtao，Sun Chengwen，Yang Jialong

(College of Power and Energy Engineering，Harbin Engineering University，Harbin 150001，China)

Aimed at the formation，development and propagation of detonation wave in the process of direct initiation of double-point laser ignition，the high-precision numerical simulation method is used to solve the two-dimensional Euler equations with chemical reaction，and the influence of different environmental pressures on the change of flow field structure and wave system is studied. The results show that the environmental pressure will affect the shock intensity and the detonation wave propagation speed，and it is an important factor in determining whether the double-point laser ignition kernel can realize detonation and maintain the detonation wave propagation in the collision process. When the environmental pressure is between 15—120kPa，the direct initiation is realized by the collision of fire kernel and the detonation wave with steady propagation is formed in the flow field. The collision of transverse wave and the formation of triple points on the front of detonation wave are important mechanisms to maintain detonation propagation. With the increase of environmental pressure，the number of triple points on the front of detonation wave increases，and the propagation mechanism of transverse wave changes.

laser ignition；detonation wave；triple-wave structure；numerical simulation

TK121

A

1006-8740(2021)01-0043-09

10.11715/rskxjs.R202005005

2020-05-07.

國(guó)家自然科學(xué)基金資助項(xiàng)目(51709059)；中央高校基本科研業(yè)務(wù)費(fèi)專項(xiàng)資金資助項(xiàng)目(3072019CF0306；HEUCFP201719).

郭虹伯（1993—??），女，博士研究生，guohongbo@hrbeu.edu.cn.

趙寧波，男，博士，副教授，zhaoningboheu@126.com.