Page 27 - 《爆炸与冲击》2025年第12期

第 45 卷 张鸿宇，等： 颗粒靶体撞击溅射行为研究进展 第 12 期

的能量衰减率高于沿深度方向 [96] 。在 2 种因素共同作用下，撞击导致的颗粒靶体受影响范围减小，溅射
质量随之下降，溅射物溅射速度降低，溅射角度更倾向于铅垂方向。反映于实际天体撞击过程，高于小
行星表面逃逸速度的部分溅射物将离开天体表面，而低于逃逸速度的溅射物将落回撞击坑内 [97-99] 。以小
行星 Mathilde（孔隙率约为 50%）、Hyperion（孔隙率约为 40%）为例，两者的风化层均具有高的孔隙率，并
且探测数据表明，两者表面均存在边缘外侧区域无溅射沉积物的撞击坑 [100-102] 。值得注意的是，小行星自
身的高孔隙率特性使其在被撞击时具备较强的能量吸收能力，因此，破碎的撞击体大部分可能集中于撞
击坑下部，从而丰富了其风化层的物质构成 [103] 。
3.2 颗粒粒径与形状
撞击体撞击不同颗粒大小的靶体时，不可避免地存在尺寸效应，导致撞击过程中的动量和能量耦
合、瞬态撞击坑、溅射幕的形成和扩展均发生变化。对于成坑和溅射相似律，Cintala 等 [104] 和 Anderson 等 [105]
的研究表明，分别利用撞击坑直径和颗粒溅射速度拟合实验数据时，获得的靶体特征指数 μ 存在差异。
然而，撞击溅射相似律来源于撞击成坑相似律，两者获得的靶体特征指数 μ 应相近。
采用 ξ=D /D ，即撞击体直径（D ）与颗粒直径（D ）的比值表征撞击体与靶体颗粒的相对大小。对比
i
p
i
p
实验的初始条件，Cintala 等 [104] 的实验的撞击速度为 0.8～1.9 km/s，ξ 为 2.7；Anderson 等 [105] 的实验的撞击
速度为 0.3～1.7 km/s，ξ 为 4.5。两者实验均具有撞击速度低、ξ 值较小的特征。然而，保持相同撞击速
度，将 ξ 增大为 11.5，上述 μ 值的差异消失 [78, 85] 。此外，Housen 等 [78] 的实验中，撞击速度为 1 km/s，即使变
换了更宽范围的 ξ（0.32～50.00），结果显示，ξ 对靶体特征指数 μ 的影响有限。由此可知，低速撞击时，
ξ 对靶体特征指数 μ 具有一定的影响，而增大 ξ 或增大撞击速度可消减该影响。
Barnouin 等 [106-107] 和 Asphaug 等 [108] 通过数值模拟给出了一种可能的解释：ξ 对靶体特征指数 μ 能否
产生影响，取决于相对撞击体，颗粒靶体是否可被视作连续介质。当靶体可视作连续介质时，基于撞击
坑尺寸和溅射速度拟合获取的靶体特征指数 μ 应相同。连续介质与离散介质的界定则可通过靶体中冲
击压缩区域宽度 w 与颗粒粒径 D 的相对大小进行判定 [106-107] 。如图 11 [107] 所示，当 w ≫ D p 时，冲击压缩
p
w ≪ D p 时，冲击压缩区域靶体颗粒体现为
区域靶体颗粒体现为集群响应，可视为连续介质；当 w ∼ D p 或
少数颗粒的响应，离散特性由此显现。

D i
D i
D i
w
w
w

D p D p D p
(a) w≫D p (b) w~D p (c) w≪D p
图 11 冲击压缩区域宽度与颗粒粒径的相对大小 [107]
Fig. 11 Relationship between the width of the shock and grain size of the granular [107]

目 前 的 撞 击 溅 射 实 验 研 究 中 较 少 涉 及 对 颗 粒 形 状 的 探 讨 ， 靶 体 多 采 用 玻 璃 珠 或 球 粒 度 较 好 的
Ottawa 砂。结合颗粒靶体准静态压缩实验的相关研究，颗粒形状主要通过影响其周围连锁颗粒的数量
来 改 变 靶 体 抗 剪 切 变 形 的 能 力 ， 且 颗 粒 形 状 的 不 规 则 程 度 越 高 ， 靶 体 的 剪 切 强 度 越 大 [109-111] 。 参 考

Housen 等 [78] 和 Yamamoto 等 [112] 的实验数据，撞击时，由于中心撞击区域的冲击强度远高于靶体的剪切
强度，在此范围内，颗粒形状对撞击成坑和溅射行为的影响有限。然而，在远离撞击中心位置处，颗粒形
状复杂的靶体具有更大的剪切强度，可能导致撞击坑更早停止扩展，形成较小尺寸的撞击坑。

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