高压泡沫涨裂破岩特性试验研究

刘送永; 崔松; 顾聪聪

doi:10.11779/CJGE20231216

高压泡沫涨裂破岩特性试验研究 English Version

刘送永^{1, 2,},
崔松^{1, 2, 3, ,},
顾聪聪^{1, 2}

1.
中国矿业大学机电工程学院, 江苏徐州 221116
2.
中国矿业大学智能采矿装备技术全国重点实验室, 江苏徐州 221116
3.
安徽理工大学机电工程学院, 安徽淮南 232001

基金项目:

国家自然科学基金面上项目 51975570

江苏省杰出青年基金项目 BK20211531

详细信息

作者简介:
刘送永(1981—)，男，博士，教授，博士生导师，主要从事矿山高效采掘装备方面的研究工作。E-mail：lsycumt@163.com

通讯作者:
崔松, E-mail: cuisong1028@163.com

中图分类号: TU452;TD42
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出版历程
- 收稿日期: 2023-12-07
- 网络出版日期: 2024-04-23
- 刊出日期: 2024-12-31

Experimental study on characteristics of rock fracturing by high-pressure foam

LIU Songyong^{1, 2,},
CUI Song^{1, 2, 3, ,},
GU Congcong^{1, 2}

1.
School of Mechanical and Electrical Engineering, China University of Mining and Technology, Xuzhou 221116, China
2.
National Key Laboratory of Intelligent Mining Equipment Technology, China University of Mining and Technology, Xuzhou 221116, China
3.
School of Mechanical and Electrical Engineering, Anhui University of Science and Technology, Huainan 232001, China

摘要

摘要: 针对钻爆法和机械法在岩石破碎工程中的弊端，基于泡沫的高黏性和可压缩性，提出了高压泡沫涨裂破岩技术。首先设计高压泡沫涨裂破岩装置，理论分析高压泡沫瞬间释放冲击岩石涨裂孔过程，搭建高压泡沫涨裂力测试装置并开展涨裂力影响试验，建立高压泡沫涨裂破岩试验系统，探讨不同空气体积分数时的泡沫涨裂特性，揭示高压泡沫涨裂破岩机理。研究表明：高压泡沫释放时，能够在涨裂孔内产生比泡沫初始压力更高的涨裂力，但涨裂力随泡沫空气体积分数增加而先增大后减小，高压泡沫涨裂破岩经历了裂纹初生、裂纹扩展、涨裂抛掷、涨裂结束4个阶段，破岩重量随泡沫空气体积分数的增加而先增大后减小，当空气体积分数为60%时，由高压泡沫冲击涨裂孔产生的压应力波在岩石上表面反射形成的拉应力造成岩石破坏形式为涨裂坑，空气体积分数为70%~90%时，泡沫涨裂形式为大块岩石分离，这主要是由孔底直角处应力集中效应造成。
- 高压泡沫 /
- 涨裂破岩 /
- 裂纹扩展 /
- 涨裂力
Abstract: In view of the shortcomings of the drilling and blasting method and the mechanical method in rock breaking engineering, based on the high viscosity and compressibility of foam, the rock-fracturing technology by high-pressure foam is proposed. Firstly, the rock fracturing devices by high-pressure foam are designed, the process of high-pressure foam instantaneous release to boreholes is theoretically analyzed, and then the testing devices for rock fracturing force by high-pressure foam are built and the relevant experiments are carried out. By using the developed experimental system of rock fracturing by high-pressure foam, the foam-fracturing characteristics with different air volume fractions are investigated, and the mechanism of high-pressure foam fracturing is revealed. The results show that when it is released, the high-pressure foam can produce a higher fracturing force than the initial foam pressure, but the fracturing force increases and then decreases with the increase of the air volume fraction of foam. The high-pressure foam fracturing goes through four stages of crack initiation, crack expansion, crack separation and end of cracking. The rock-breaking weight increases and then decreases with the increase of air volume fraction. When the air volume fraction is 60%, the rock-breaking form is blasting crater, which is mainly caused by the tensile stress generated by the compressive stress waves reflected on the rock upper surface. When the air volume fraction is 70%~90%, the rock-breaking form is stripped large stones, which is mainly caused by the effects of the stress concentration at the bottom of boreholes.
- high-pressure foam /
- rock fracturing /
- crack propagation /
- fracturing force

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0. 引言

地下洞室对弹性波的散射问题在地震工程、地下结构抗爆、地球物理勘探等领域有着广泛的应用。近年来，许多研究人员基于波函数展开法^[1-2]对单相介质中衬砌结构的动力响应进行了探讨。然而，土和岩石具有多孔性和多相性，单相弹性连续介质无法准确描述实际情况。因此，波在两相介质中的传播和动力响应问题受到广泛关注。应用Biot饱和多孔介质波动理论，周香莲等^[3]求解了全空间圆柱形衬砌洞室对平面波散射的解析解。Jiang等^[4]引入大圆弧假设，解决了平面P波入射下饱和多孔弹性半空间中圆形衬砌洞室周围的散射问题。为了更符合实际工程，张海等^[5]使用辅助函数配合波函数展开法和傅立叶级数展开方法，进一步研究了SH波入射下含直边界半圆形衬砌洞室的动力响应。Ding等^[6]利用波函数展开法，给出了平面P波入射下饱和多孔弹性介质中复合衬砌动应力集中的解析解。Hasheminejad等^[7]解析分析P波和SV波作用下饱和多孔弹性介质中变壁厚内衬的圆柱形洞室的动应力集中问题。Liu等^[8]基于平面复变理论得到了多孔弹性半空间中衬砌洞室对P₁和SV波散射的解析解。徐长节等^[9]，Xu等^[10]基于非局部弹性理论分析了孔径效应和孔隙动力学效应对饱和土中圆柱形衬砌动力响应的影响。Ding等^[11]基于非局部Biot理论得到了平面P波入射下饱和多孔介质中浅埋复合衬砌洞室动力响应的解析解。

综上，饱和多孔介质中衬砌洞室的动力响应已经得到了广泛而充分的研究。可实际上，土是一种三相介质，即使地下水位以下的土，也可能存在不完全饱和的情况。Li等^[12]总结了众多非饱和孔隙弹性模型以及非饱和多孔介质波动特性的研究，表明由于气相的存在，非饱和介质的动态响应在许多方面与传统饱和多孔介质的动态反应显著不同。然而，目前有关非饱和多孔介质中衬砌洞室对地震波散射问题的研究还较为匮乏。Li等^[13]研究了非饱和多孔介质中圆形洞室在内部荷载作用下的动力响应。Tan等^[14]研究了无限非饱和多孔弹性介质中不完全接触的衬砌洞室对平面P波的散射问题。以考虑混合物理论的非饱和多孔介质动力理论为基础，采用波函数展开法和分离变量法，分别推导了平面P波和SV波入射时衬砌洞室周围位移应力的解析解。分析了不同入射频率下饱和度对衬砌洞室周围动应力集中系数的影响。

1. 分析模型

1.1 数学模型和基本方程

为了简化研究模型，把非饱和多孔介质中圆柱形衬砌洞室，视为无限非饱和多孔介质全空间中一个无限长度的衬砌洞室（图 1）。

图 1 非饱和土中圆柱形衬砌洞室示意图

Figure 1. Cylindrical lined cavity in unsaturated medium

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衬砌洞室的内径为a，外径为b。本研究基于Wei等^[15]提出的非饱和多孔介质动力学理论。控制方程表示为

$\left. \begin{array}{l}{n}_{0}^{\rm{S}}{\rho }_{0}^{\rm{S}}{\ddot{u}}^{\rm{S}}=({M}_\text{SS}+G)\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{S}}+G\mathit{\nabla }\cdot \mathit{\nabla }{u}^{\rm{S}}+{M}_\text{SW}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{W}}+\\ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{M}_\text{SN}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{N}}+ {\widehat{\mu }}^{\rm{W}}({\dot{u}}^{\rm{W}}-{\dot{u}}^{\rm{S}})+ {\widehat{\mu }}^{\rm{N}}({\dot{u}}^{\rm{N}}-{\dot{u}}^{\rm{S}})\text{，}\\ {n}_{0}^{\rm{W}}{\rho }_{0}^{\rm{W}}{\ddot{u}}^{\rm{W}}={M}_\text{SW}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{S}}+{M}_\text{WW}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{W}}+\\ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{M}_\text{WN}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{N}}-{\widehat{\mu }}^{\rm{W}}({\dot{u}}^{\rm{W}}-{\dot{u}}^{\rm{S}})\text{，}\\ {n}_{0}^{\rm{N}}{\rho }_{0}^{\rm{N}}{\text{u ¨}}^{\rm{N}}={M}_\text{SN}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{S}}+{M}_\text{WN}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{W}}+\\ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{M}_{\text{NN}}\mathit{\nabla }\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{N}}-{\widehat{\mu }}^{\rm{N}}({\dot{u}}^{\rm{N}}-{\dot{u}}^{\rm{S}})。\end{array} \right\}$

(1)

式中：上角标 $S，W，N$ 分别为非饱和介质中的固体骨架部分、液相部分和气相部分；G为非饱和多孔介质的剪切模量； $n_0^\alpha ,\rho _0^\alpha ,{u^\alpha }$ 分别为各相的初始体积分数、初始密度和初始位移； ${M_\text{SS}}$ ， ${M_\text{WW}}$ ， ${M_\text{NN}}$ ， ${M_\text{SW}}$ ， ${M_\text{SN}}$ ， ${M_\text{WN}}$ 为与体积模量、剪切模量及模量间耦合相关的弹性系数； ${\hat \mu ^f}$ 为渗透率相关的系数， $f = \text{W,N}$ 。Wei等^[15]给出了相关参数的表达式。采用Van等^[16]提出的土水特征曲线V-G模型。

非饱和多孔介质中的本构关系表示为

$\left. \begin{array}{l}\boldsymbol{\sigma }^{\rm{S}}=({M}_\text{SS}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{S}}+{M}_\text{SW}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\text{W}}+{M}_{\text{SN}}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\text{N}})\boldsymbol{I}+\\ \;\;\;\;\;\;\;\;2G\left[\mathit{\nabla }{u}^{\text{S}}+{(\mathit{\nabla }{u}^{\text{S}})}^{T}\right]\text{，}\\ \boldsymbol{\sigma }^{\text{w}}=({M}_\text{SW}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{S}}+{M}_\text{WW}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\text{W}}+{M}_{\text{WN}}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\text{N}})\boldsymbol{I}\text{ }\text{，}\\ \boldsymbol{\sigma }^{\rm{N}}=({M}_\text{SN}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\rm{S}}+{M}_\text{WN}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\text{W}}+{M}_{\text{NN}}\mathit{\nabla }\cdot {u}^{\text{N}})\boldsymbol{I}\text{ }。\end{array} \right\}$

(2)

式中： ${\boldsymbol{\sigma }^\alpha }$ 为各相的应力张量， $\alpha = \text{S,W,N}$ ；I为单位张量矩阵。

衬砌介质被视为连续、各向同性的单相弹性介质，衬砌介质位移为 ${u^{\text{L}}}$ ，衬砌介质的拉梅常数为 ${\lambda }_\text{L}，{\mu }_\text{L}$ ，衬砌密度为 ${\rho _{\rm{L}}}$ 。

1.2 动力学方程的求解

根据亥姆霍兹(Helmholtz)矢量分解原理，非饱和多孔介质方程中的位移可以表示为两部分：

${u^\alpha }{\text{ = }}\mathit{\nabla }{\varphi ^\alpha }{\text{ + }}\mathit{\nabla } \times {\varPsi ^\alpha }\;\;\;\;\;\;(\alpha = \text{S,W,N}) 。$

(3)

式中： ${\varphi ^\alpha },{\varPsi ^\alpha }$ 分别为非饱和多孔介质中 $\alpha$ 相的标量势函数和矢量势函数。

本文考虑简谐波入射，势函数可表示为 $\varphi =$ $\varphi (x,y,z){{\text{e}}^{ - {\text{i}}\omega t}}$ 。将式（3）代入方程（1）可得

$\left. \begin{array}{l}({\mathit{\nabla }}^{2}-{k}_{j}^{2}){\varphi }_{j}^{\rm{S}}=0\text{，}\\ {\varphi }_{j}^{\rm{W}}={\delta }_{j}^{\rm{W}}{\varphi }_{j}^{\rm{S}}\text{，}\\ {\varphi }_{j}^{\rm{N}}={\delta }_{j}^{\rm{N}}{\varphi }_{j}^{\rm{S}}\left(j=1,2,3\right)\text{，}\end{array} \right\}$

(4a)

$\left. \begin{array}{l}({\mathit{\nabla }}^{2}-{k}_{4}^{2}){\varPsi }^{\rm{S}}=0\text{，}\\ {\varPsi }_{}^{\rm{W}}={\zeta }_{}^{\rm{W}}{\varPsi }_{}^{\rm{S}}\text{，}\\ {\varPsi }_{}^{\rm{N}}={\zeta }_{}^{\rm{N}}{\varPsi }_{}^{\rm{S}}。\end{array} \right\}$

(4b)

从式（4a），（4b）中可以看出非饱和多孔介质中有3种压缩波1种剪切波， ${k_i}$ 为3种压缩波波数, $i = 1,2,3$ ， ${k_4}$ 为剪切波的波数， ${\delta }_{j}^{\rm{W}}，{\delta }_{j}^{\rm{N}}$ 分别为液相、气相压缩波参与系数， $j = 1,2,3$ ; ${\zeta }_{}^{\rm{W}}，{\zeta }_{}^{\rm{N}}$ 分别为液相、气相剪切波参与系数。详细表达式参见文献[13]。

将式（4a），（4b）中固相波函数转换到圆柱坐标系下并使用分离变量法求解，可得固体骨架的标量势函数和矢量势函数的通解为

$\varphi _j^{\rm S}(r,\theta ) = \sum\limits_{n = 0}^\infty {{A_{n,j}}{{\text{K}}_n}} ({k_j}r)\cos n\theta {\text{ }}(j = 1,2,3) \text{，}$

(5)

${\varPsi ^{\rm S}}(r,\theta ) = \sum\limits_{n = 0}^\infty {{B_n}{{\text{K}}_n}} ({k_4}r)\sin n\theta 。$

(6)

式中： ${A_{n,j}}$ ， ${B_n}$ 为待定系数； ${{\text{K}}_n}$ 为第二类修正Bessel函数，下标n代表阶数。

同理可以得到衬砌介质中标量势函数和矢量势函数的通解：

${\varphi _{\text{L}}}(r,\theta ) = \sum\limits_{n = 0}^\infty {(A_n^{^{(1)}}{{\text{I}}_n}({k_{{L_1}}}r) + A_n^{^{(2)}}{{\text{K}}_n}({k_{{L_1}}}r))} {\text{e}^{\text{i}n\theta }} \text{，}$

(7)

${\varPsi _{\text{L}}}(r,\theta ) = \sum\limits_{n = 0}^\infty {(B_n^{^{(1)}}{{\text{I}}_n}({k_{{L_2}}}r) + B_n^{^{(2)}}{{\text{K}}_n}({k_{{L_2}}}r))} {\text{e}^{\text{i}n\theta }} 。$

(8)

式中： ${\varphi _{\rm{L}}}$ ， ${\varPsi _{\rm{L}}}$ 分别表示衬砌介质中的标量势函数和矢量势函数； $A_n^{^{(1)}}$ ， $A_n^{^{(2)}}$ ， $B_n^{^{(1)}}$ 和 $B_n^{^{(2)}}$ 为待定系数，分别表示P和 ${\text{SV}}$ 波的振幅； ${{\text{I}}_n}$ 为第一类虚宗量Bessel函数，下标n代表阶数。

2. 波场分析与求解

2.1 波场分析

假设具有圆频率的平面谐波P₁或SV波沿x轴正方向传播，用贝塞尔-傅立叶级数表示为

$入射\text{P}_{1}波： {\varphi ^{\rm{i}}} = {\varphi _{\text{0}}}\sum\limits_{n = 0}^\infty {{\varepsilon _n}} {i^n}{{\text{J}}_n}({k_{\text{0}}}r){\text{cos }}n\theta {\text{e}^{ - \text{i}\omega t}} \text{，}$

(9)

$入射\text{SV}波： {\varPsi ^{\rm{i}}} = {\varPsi _{\text{0}}}\sum\limits_{n = 0}^\infty {{\varepsilon _n}} {i^n}{{\text{J}}_n}({k_{\text{0}}}r){\text{cos }}n\theta {\text{e}^{ - \text{i}\omega t}} 。$

(10)

式中： ${k_0} = \omega /{c_\text{p}}$ (入射P₁波)或者 ${k_0} = \omega /{c_s}$ (入射SV波)表示入射波的波数， ${\varphi _0}$ ( ${\varPsi _0}$ )表示入射波振幅， ${{\text{J}}_n}\left( . \right)$ 表示第一类n阶贝塞尔函数，若 $n = 0$ 则 ${\varepsilon _n} = 1$ ，若 $n \geqslant 1$ 则 ${\varepsilon _n} = 2$ 且 $i = \sqrt { - 1}$ ，t表示时间， ${\text{e}^{ - \text{i}\omega t}}$ 为时间因子将从后续表达式中省略。

入射平面波进入非饱和多孔介质，由于衬砌洞室的存在，会在非饱和多孔介质中产生散射波，在衬砌介质中产生透射波和内表面的反射波。以P₁波入射为例，非饱和多孔介质中的波场可表示为

$\left. \begin{array}{l}{\varphi }^{\text{S}}={\varphi }_{0}{\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }{\varepsilon }_{n}}{i}^{n}{\text{J}}_{n}({k}_{\text{0}}r)\text{cos }n\theta \text{+}{\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }{A}_{n,j}{\text{K}}_{n}}({k}_{j}r)\cos n\theta \text{，}\\ {\varphi }^{\rm{W}}={\delta }_{1}^{\rm{W}}{\varphi }_{0}{\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }{\varepsilon }_{n}}{i}^{n}{\text{J}}_{n}({k}_{\text{0}}r)\text{cos }n\theta \text{+}\\ \;\;\;\;\;\;\;\;{\displaystyle \sum _{j=1}^{3}{\delta }_{j}^{\rm{W}}{\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }{A}_{n,j}{\text{K}}_{n}}({k}_{j}r)\cos n\theta }\text{，}\\ {\varphi }^{\rm{N}}={\delta }_{1}^{\rm{N}}{\varphi }_{0}{\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }{\varepsilon }_{n}}{i}^{n}{\text{J}}_{n}({k}_{\text{0}}r)\text{cos }n\theta \text{+}\\ \;\;\;\;\;\;\;\;{\displaystyle \sum _{j=1}^{3}{\delta }_{j}^{\rm{N}}{\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }{A}_{n,j}{\text{K}}_{n}}({k}_{j}r)\cos n\theta \text{ }}\text{，}\end{array} \right\}$

(11a)

$\left. \begin{array}{l}{\varPsi }^{\rm{S}}={\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }{B}_{n}{\text{K}}_{n}}({k}_{4}r)\sin n\theta \text{，}\\ {\varPsi }^{\rm{W}}={\zeta }^{\rm{W}}{\varPsi }^{\rm{S}}\text{，}\\ {\varPsi }^{\rm{N}}={\zeta }^{\rm{N}}{\varPsi }^{\rm{S}}。\end{array} \right\}$

(11b)

衬砌介质中的总波场可表示为

$\left. \begin{array}{l}{\varphi }_\text{L}={\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }\left({A}_{n}^{{}^{(1)}}{\text{I}}_{n}({k}_{\text{L}_{1}}r)+{A}_{n}^{{}^{(2)}}{\text{K}}_{n}({k}_{\text{L}_{1}}r)\right)}\cos n\theta \text{，}\\ {\varPsi }_\text{L}={\displaystyle \sum _{n=0}^{\infty }\left({B}_{n}^{{}^{(1)}}{\text{I}}_{n}({k}_{\text{L}_{2}}r)+{B}_{n}^{{}^{(2)}}{\text{K}}_{n}({k}_{\text{L}_{2}}r)\right)}\sin n\theta 。\end{array} \right\}$

(12)

2.2 边界条件

当 $r = a$ 时，在衬砌介质中：

$\left. \begin{array}{l}{\sigma }_{rr}^{\text{L}}=0\text{，}\\ {\sigma }_{r\theta }^{\text{L}}=0。\end{array} \right\}$

(13)

当 $r = b$ 时，非饱和多孔介质与衬砌介质满足连续变形条件与界面不透水边界条件：

$\left. \begin{array}{l}{u}_{r}{}^{\rm L}={u}_{r}{}^{\rm{S}}={u}_{r}{}^{\rm{W}}={u}_{r}{}^{\rm{N}}\text{，}\\ {u}_{\theta }{}^{\rm L}={u}_{\theta }{}^{\rm{S}}\text{，}\\ {\sigma }_{r\theta }{}^{\text{L}}={\sigma }_{r\theta }{}^{\rm{S}}\text{，}\\ {\sigma }_{rr}{}^{\text{L}}={\sigma }_{rr}{}^{\rm{S}}+{\sigma }^{\rm{W}}+{\sigma }^{\rm{N}}。\end{array} \right\}$

(14)

式中： $u_{^r}^\alpha$ ， $u_\theta ^\alpha$ 分别为非饱和多孔介质各相位移法向和切向分量， $\alpha = \text{S,W,N}$ ； ${u_r}^{\rm L}$ ， ${u_\theta }^{\rm L}$ 分别为衬砌的法向、切向位移分量； ${\sigma _{rr}}^{\rm S}$ ， ${\sigma _{r\theta }}^{\rm S}$ 分别为非饱和多孔介质固相法向、切向应力分量； ${\sigma ^{\rm W}}$ ， ${\sigma ^{\rm N}}$ 分别为非饱和多孔介质的孔隙水压力和孔隙气压力； ${\sigma _{rr}}^{\text{L}}$ ， ${\sigma _{r\theta }}^{\text{L}}$ 分别为衬砌法向和切向应力分量。

2.3 求解

将非饱和多孔介质和衬砌介质中总波场势函数的式（11），（12），代入应力和位移的式（2）中，根据边界条件，可得到波场中未知幅值系数的方程：

$\left[\begin{array}{llllllll} G_1 & G_2 & G_3 & G_4 & G_5 & G_6 & G_7 & G_8 \\ H_1 & H_2 & H_3 & H_4 & H_5 & H_6 & H_7 & H_8 \\ T_1 & T_2 & T_3 & T_4 & 0 & 0 & 0 & 0 \\ U_1 & U_2 & U_3 & U_4 & 0 & 0 & 0 & 0 \\ V_1 & V_2 & V_3 & V_5 & -\left.D_1\right|_{r=b} & -\left.D_2\right|_{r=b} & -\left.D_3\right|_{r=b} & -\left.D_4\right|_{r=b} \\ Y_1 & Y_2 & Y_3 & Y_5 & -\left.F_1\right|_{r=b} & -\left.F_2\right|_{r=b} & -\left.F_3\right|_{r=b} & -\left.F_4\right|_{r=b} \\ 0 & 0 & 0 & 0 & \left.D_1\right|_{r=a} & \left.D_2\right|_{r=a} & \left.D_3\right|_{r=a} & \left.D_4\right|_{r=a} \\ 0 & 0 & 0 & 0 & \left.F_1\right|_{r=a} & \left.F_2\right|_{r=a} & \left.F_3\right|_{r=a} & \left.F_4\right|_{r=a} \end{array}\right]\left[\begin{array}{l} A_{n, 1} \\ A_{n, 2} \\ A_{n, 3} \\ B_n \\ A_n^{(1)} \\ A_n^{(2)} \\ B_n^{(1)} \\ B_n^{(2)} \end{array}\right]=\left[\begin{array}{l} G_9 \\ H_9 \\ T_5 \\ U_5 \\ -V_4 \\ -Y_4 \\ 0 \\ 0 \end{array}\right] .$

(15)

系数 ${G}_{i}，{H}_{i}，{D}_{i}，{F}_{i}，{T}_{i}，{U}_{i}，{V}_{i}和{Y}_{i}$ 的表达式由上述公式计算得出，表达式略。通过求解式（15），得到未知波幅系数，以确定非饱和多孔介质和衬砌中的波场，从而获得其中位移和应力的解析解答。

3. 验证和算例

3.1 退化验证

将衬砌外内半径之比取1.000001，其结果将会退化为非饱和多孔介质中无衬砌洞室的情况。与文献[13]计算结果对比，取参数（n₀=0.34，S_r=0.6），图 2给出了P波入射下衬砌洞室与空腔洞室动应力集中因子对比结果。从图 2中可以看出，当衬砌很薄时，衬砌洞室退化后的结果与洞室的计算结果一致。

图 2 非饱和多孔介质中衬砌外内半径之比为1.000001时衬砌洞室与空腔洞室集中因子对比结果

Figure 2. Comparison results of concentration factors between cavity and lining cavity with 1.000001 of ratio of outer radius to inner radius in unsaturated porous media

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3.2 算例分析

工程抗震研究的重点是衬砌的动应力集中因子(dynamic stress concentration factor，简称DSCF)，本文中考虑介质中环向应力与入射波产生的环向应力的比值，表达式为 ${\sigma _{\theta \theta }}^{\rm S}/{\sigma _0}$ ，其中

$\begin{align} {\sigma _{\theta \theta }}^{\rm S} =& \left( {{M_\text{SS}}{\mathit{\nabla }^2}{\varphi ^{\rm S}} + {M_\text{SW}}{\mathit{\nabla }^2}{\varphi ^{\rm W}} + {M_{\rm{SN}}}{\mathit{\nabla }^2}{\varphi ^{\rm N}}} \right) + \\ &\frac{{2G}}{r}\left( {\frac{{\partial {\varphi ^{\rm S}}}}{{\partial r}} + \frac{1}{r}\frac{{{\partial ^2}{\varphi ^{\rm S}}}}{{\partial {\theta ^2}}}} \right) - 2G\left[ {\frac{\partial }{{\partial r}}\left( {\frac{1}{r}\frac{{\partial {\varPsi ^{\rm S}}}}{{\partial \theta }}} \right)} \right] \text{，} \end{align}$

(16)

$\begin{array}{c} {\sigma _0} = [2G + {M_\text{SS}} + {M_\text{SW}} + {M_\text{SN}} + \delta _1^{\rm W}({M_\text{WW}} + {M_\text{SW}} + {M_\text{WN}}) + \\ {\delta }_{1}^{\rm{N}}\left({M}_\text{SN}+{M}_\text{WN}+{M}_\text{NN}\right)]{k}_{1}^{2}\text{ (P}波入射\text{)} \text{，} \end{array}$

(17a)

${\sigma _0} = Gk_4^2\;\;\;\;\;\; (\text{SV}波入射) 。$

(17b)

从应力表达式中可以看到动剪切模量是一个关键因素，在以往的研究中很少将饱和度作为动剪切模量的考量，实际饱和度的变化对土中动剪切模量影响很大^[17]。采用下式计算非饱和土动剪切模量^[17]：

$G = {G_0} + \frac{{2050}}{\alpha }\ln (\sqrt {{{({S_e})}^{ - 2}} - 1} + {({S_e})^{ - 1}})\tan \phi ' 。$

(18)

式中： ${G_0}$ 为土体饱和时动剪切模量； $\phi '$ 为土体饱和时内摩擦角。

本文分别分析P波和SV波入射时，不同频率下饱和度对衬砌洞室周围动应力集中因子的影响。为避免孔洞尺寸对分析结果的影响采用无量纲频率 $\eta = a \times {k_0}$ ，式中a为衬砌内半径，k₀为入射波波数。衬砌介质的参数取 ${\lambda _{\rm{L}}} =$ 3.5×10⁷ kPa， ${\mu _{\rm{L}}} =$ 3.5×10⁷ kPa， ${\rho _{\rm{L}}} = 2500{\text{ }}\rm kg/{m^3}$ 。非饱和多孔介质的材料参数及土水特征曲线参数 $\alpha$ ， $d$ ， ${S_{r\rm{W}}}{\text{ }}$ ， ${S_{r\rm{N}}}{\text{ }}$ ，如表 1所示^{[13, 17]}。

表 1 非饱和多孔介质材料参数

Table 1. Material parameters of unsaturated porous medium

孔隙率 ${n_0}$	$\rho _0^{\rm S}$ /(kg·m^-3)	$\rho _0^{\rm W}$ /(kg·m^-3)	$\rho _0^{\rm N}$ /(kg·m^-3)	${K_\rm{S}}/\rm kPa$
0.36	2650	1000	1.1	3.6×10⁷

${K_\rm{W}}/\rm kPa$	${K_\rm{N}}/\rm kPa$	${\nu ^{\rm W}}$ $/(\rm Pa \cdot s)$	${\nu ^{\rm N}}$ $/(\rm Pa \cdot s)$	${G_0}/\rm kPa$
2×10⁶	110	1.0×10^-3	1.8×10^-5	9.23×10⁷

$\widehat K{\text{/}}$ kPa	$\kappa$ /( $\rm m \cdot {\rm s^{ - 1}}$ )	${\alpha _\text{B}}$	${S_{r\rm{W}}}{\text{ }}$	${S_{r\rm{N}}}{\text{ }}$
$2.0 \times {10^5}$	$2.5 \times {10^{ - 12}}$	1	0.05	1

$\upsilon$	d	$\alpha$	$\phi '$ /(°)
0.3	2	$2.0 \times {10^{ - 5}}$	20

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取衬砌外内半径之比为 $\vartheta = 1.1$ ，分别计算 $\eta$ 为0.25，1.0，2.0情况下饱和度为S_r为0.2，0.6，0.8，1.0时衬砌外壁动应力集中因子分布情况。，分别给出了P波和SV波入射时衬砌洞室周边动力集中因子分布曲线。从图中可以看出，P波和SV波入射时衬砌周边的应力均对称分布在入射波两侧，饱和介质与非饱和介质中动应力分布有明显差异。P波入射时，饱和度变化对动应力分布形状影响较大，饱和时动应力分布形状与非饱和状态时有显著不同；SV波入射时，饱和度变化对动应力分布形状影响较小，饱和时动应力大于非饱和状态。P波入射下，当 $\eta$ =0.25时，S_r < 1.0动应力集中因子的最大值随饱和度的增加逐渐增大，在S_r为0.2，0.6时分布形式较一致呈“8”字形，最大值出现在80°，280°；在S_r=0.8时图像分布形式变为3个凸起，最大值出现在70°，180°和290°。S_r=1.0时动应力集中因子呈椭圆形沿洞中均匀分布，最大值角度出现在80°，280°。当 $\eta$ =1.0时，S_r < 1.0动应力集中因子最大值随饱和度的增加逐渐增大，动应力集中因子分布呈“豌豆状”，随饱和度增加逐渐饱满。S_r=1.0时动应力集中因子呈椭圆形分布在坐标系的中上部，最大值出现在0°，360°。当 $\eta$ =2.0时，动应力集中因子最大值随饱和度的增加逐渐增大，曲线集中分布在坐标系的上半部分，随饱和度增加最大值出现位置逐渐向0°坐标轴靠拢。P波入射时，最小值位置出现在入射面和入射背面，基本不受饱和度和入射频率的影响。

图 3 P波入射时考虑饱和度对剪切模量的影响下衬砌洞室周边动力集中因子分布曲线

Figure 3. Curves of dynamic stress concentration factors around lining cavity considering influences of saturation on shear modulus under incidence of P-waves

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图 4 SV波入射时考虑饱和度对剪切模量的影响下衬砌洞室周边动力集中因子分布曲线

Figure 4. Curves of dynamic stress concentration factors around lining cavity considering influences of saturation on shear modulus under SV-waves

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由于P波与SV波入射的振动形式不同，衬砌洞室周边动应力集中因子分布不同，在SV波入射时动应力集中因子呈蝶状分布。对比，可以发现不同相对频率下，饱和时动应力集中因子最大值要大于入射 ${P_{}}$ 波时的动应力集中因子。在图 4中可以发现，SV波入射时，饱和与非饱和情况存在明显差异，相比于S_r=1.0，S_r < 1.0时环向应力数值更小。在S_r < 1.0时饱和度对动应力集中因子影响较小，但随相对频率变化动应力集中因子变化明显，整体上随着入射频率的增加衬砌周边动应力逐渐增加，由于S_r=1.0与S_r < 1.0增幅不一致，在相对频率为2.0时饱和与非饱和动应力集中因子最接近。S_r < 1.0时最大值出现角度不变为40°，320°；S_r=1时最大值出现角度变化为50°，310°；30°，330°；20°，340°。 $SV$ 波入射时最小值出现在轴线上。

4. 结论

推导了平面P波和SV波入射下非饱和多孔介质中内嵌圆柱形衬砌洞室的动力响应解析解。考虑了饱和度对剪切模量的影响，求解并分析了饱和度和频率对圆柱形衬砌洞室动应力集中因子的影响，得到3点结论。

（1）饱和度对动应力集中因子的影响不容忽视，无论P波还是SV波入射，饱和时动应力分布与非饱和时有显著不同。且P波入射时，饱和度对动应力集中因子的分布形式影响较大，随着饱和度增加，动应力因子最大值出现角度逐渐向0°偏移，动应力集中因子最大值逐渐增加；SV波入射下，饱和度小于1时，饱和度对动应力集中因子影响较小。

（2）由于P波与SV波的振动形式不同，衬砌洞室周边动应力集中因子分布不同。P波入射时，动应力集中因子分布更多呈椭圆形或“豌豆”状；SV波入射时，动应力集中因子分布呈蝶状。

（3）入射频率主要影响动应力集中因子的大小。随着入射频率的增加，P波和SV波入射下洞室周边动应力集中因子最大值均逐渐增加。

图 1 高压泡沫涨裂破岩装置结构

Figure 1. Structure of rock-fracturing devices by high-pressure foam

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图 2 径向裂纹和周向裂纹示意图

Figure 2. Schematic diagram of radial and circumferential cracks

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图 3 径向裂纹和周向裂纹产生机理

Figure 3. Mechanism of radial and circumferential cracks

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图 4 自由面存在条件下岩石涨裂破碎过程

Figure 4. Rock-breaking process under free surface

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图 5 高压泡沫涨裂力测试装置

Figure 5. Testing devices for rock-fracturing force by high-pressure foam

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图 6 不同泡沫初始压力时孔内涨裂力变化规律

Figure 6. Fracturing forces under different initial foam forces

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图 7 近壁面气泡溃灭过程

Figure 7. Collapse process of near-wall bubble

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图 8 不同泡沫初始压力时的涨裂力最大值及增长率

Figure 8. Maximum values and increase rates of foam-fracturing force with different initial foam forces

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图 9 不同空气体积分数时泡沫涨裂力最大值

Figure 9. Maximum values and increase rates of foam-fracturing force with different air volume fractions

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图 10 高压泡沫涨裂破岩试验系统

Figure 10. Experimental system for rock fracturing by high-pressure foam

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图 11 密封胶筒

Figure 11. Sealed bucket

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图 12 岩石破碎形式为涨裂坑时涨裂过程

Figure 12. Fracturing process under rock-breaking form of blasting crater

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图 13 泡沫压力随时间变化曲线

Figure 13. Curve of foam pressure versus time

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图 14 泡沫不同释放形式时岩石涨裂效果

Figure 14. Rock-fracturing results with different foam release forms

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图 15 破碎形式为分离大块岩石时涨裂过程

Figure 15. Fracturing process under rock-breaking form of stripped large stones

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图 16 不同泡沫空气体积分数时的岩石涨裂效果

Figure 16. Rock-breaking results under different air volume fractions

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图 17 空气体积分数60%时岩石涨裂效果三维扫描图

Figure 17. Rock-breaking results by 3D scanning under air volume fraction of 60%

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图 18 泡沫空气体积分数60%时破碎特征

Figure 18. Characteristics of flake rock distribution under air volume fraction of 60%

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图 19 岩石破碎重量与泡沫空气体积分数关系

Figure 19. Rock-breaking weights under different air volume fractions

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图 20 空气体积分数90%岩石涨裂效果三维扫描图

Figure 20. Rock-breaking results by 3D scanning under air volume fraction of 90%

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图 21 岩石破坏模式为大块岩石分离时的裂纹扩展机理

Figure 21. Mechanism of crack propagation under rock-breaking form of stripped large stones

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表 1 试验岩样物理力学参数

Table 1 Physical and mechanical parameters of artificial rocks

密度/
(kg·m^-3) 弹性模量/
GPa UCS/
MPa BTS/
MPa 泊松比黏聚力/
MPa 内摩擦角/
(°) 断裂韧度/
(N·mm^3/2)

2030 3.9 14.2 1.3 0.23 2.7 35.6 16.7

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0. 引言
1. 分析模型
1.1 数学模型和基本方程
1.2 动力学方程的求解
2. 波场分析与求解
2.1 波场分析
2.2 边界条件
2.3 求解
3. 验证和算例
3.1 退化验证
3.2 算例分析
4. 结论

密度/ (kg·m^-3)	弹性模量/ GPa	UCS/ MPa	BTS/ MPa	泊松比	黏聚力/ MPa	内摩擦角/ (°)	断裂韧度/ (N·mm^3/2)
2030	3.9	14.2	1.3	0.23	2.7	35.6	16.7

高压泡沫涨裂破岩特性试验研究 English Version

作者简介: 刘送永(1981—)，男，博士，教授，博士生导师，主要从事矿山高效采掘装备方面的研究工作。E-mail：lsycumt@163.com

通讯作者: 崔松, E-mail: cuisong1028@163.com

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