裝藥參數(shù)對水下機槍密封式膛口流場影響的數(shù)值分析

張欣尉, 余永剛, 莽珊珊

(1.南京理工大學(xué) 能源與動力工程學(xué)院， 江蘇 南京 210094； 2.南京理工大學(xué) 理學(xué)院， 江蘇 南京 210094)

0 引言

槍炮發(fā)射時，彈頭在飛離膛口的過程中仍然受火藥燃氣形成的膛口流場作用，而復(fù)雜的膛口流場會對彈頭飛行產(chǎn)生干擾，從而影響射擊精度。因此，對槍炮膛口流場進行研究具有重要意義。

截止目前，各國研究人員從基礎(chǔ)理論和實驗方面對槍炮在空氣中發(fā)射時的膛口流場進行了大量的研究。Schmidt等[1]利用時間累積電火花陰影照相技術(shù)對小口徑槍膛口流場進行了研究，重點分析了燃氣擴展特性和激波結(jié)構(gòu)。郭則慶等[2]采用直接陰影法對小口徑槍膛口流場進行了可視化研究，再現(xiàn)了沖擊波/激波、弱壓縮波、接觸間斷、射流邊界等在內(nèi)的典型膛口流場特征。文獻[3-4]采用基于任意朗格朗日- 歐拉 (ALE)方程的動網(wǎng)格技術(shù)對膛口流場進行了數(shù)值分析，分析了初始流場、火藥燃氣流場和彈頭的耦合以及相互作用過程。Rehman等[5]對K1A1坦克上120 mm大口徑炮膛口流場進行了數(shù)值研究，重點分析了消音器對其膛口壓力和聲音衰減的影響。朱冠南等[6]對低壓環(huán)境下的膛口沖擊波進行了實驗研究，發(fā)現(xiàn)低壓環(huán)境下沖擊波場在膛口的分布規(guī)律與常壓環(huán)境下一致，膛口沖擊波強度隨環(huán)境壓力的降低近似呈線性減小。

隨著世界軍事和作戰(zhàn)環(huán)境的發(fā)展與變化，對于水下武器的研究逐漸成為焦點。由于發(fā)射環(huán)境的改變，相對于空氣，水的高密度使得水下身管武器發(fā)射產(chǎn)生過大的阻力，將導(dǎo)致膛壓過高而出現(xiàn)膛炸。Stace等[7]和Fu等[8]為降低彈頭在內(nèi)彈道期間的運動阻力、保證發(fā)射安全性和初速，分別設(shè)計了水下密封式發(fā)射裝置，利用膛口擋板阻止水進入身管，并在彈頭即將出膛時打開擋板，此時彈前受擠壓的空氣壓力高于環(huán)境水壓，水仍然無法進入身管。劉育平等[9]針對水下炮密封式發(fā)射過程進行了數(shù)值計算，捕捉到了彈前激波，得到了與實驗較為一致的內(nèi)彈道結(jié)果。易文俊等[10]采用密封式發(fā)射技術(shù)，對30 mm口徑模型彈的超空泡減阻特性進行了實驗研究。

在燃氣射流與液體相互作用方面，研究人員已開展了大量研究工作。Tang等[11]為了研究水下火箭噴管推力的影響因素，進行了實驗和數(shù)值研究，觀察到了射流膨脹、夾斷和回擊等現(xiàn)象，發(fā)現(xiàn)背壓和噴管出口壓力是推力振蕩的主要原因。Xue等[12]對雙股燃氣射流在圓柱形充液室的擴展特性進行了數(shù)值研究，分析了射流與液體工質(zhì)的摻混特性，獲得了與實驗較為吻合的結(jié)果。Harby等[13]對音速和亞音速氣體射流在水中的擴展特性進行了實驗和數(shù)值研究，發(fā)現(xiàn)噴孔直徑和Froude數(shù)值對射流脫落、氣體和液體(簡稱氣液)界面不穩(wěn)定性的影響較大。文獻[14-15]針對彈頭靜止和彈頭運動條件下多股燃氣射流在圓柱形充液管內(nèi)的擴展特性進行了實驗研究，并采用流體體積(VOF)多相流模型和標準k-ε湍流模型對水下槍炮氣幕式發(fā)射過程中的氣液相互作用特性進行了數(shù)值分析，數(shù)值計算結(jié)果與實驗結(jié)果吻合較好。Zhao等[16]對錐形多股燃氣射流在受限空間內(nèi)的擴展特性進行了實驗和數(shù)值分析，發(fā)現(xiàn)中心射流收縮會導(dǎo)致尾部緊縮以及射流速度的降低，但對側(cè)面射流沒有影響，當(dāng)增大噴射壓力時，射流收縮會提前。Hu等[17]針對多股壁面射流在圓柱形充液室內(nèi)的擴展排水特性進行了研究，發(fā)現(xiàn)增加噴孔數(shù)目可以加快射流匯聚，增強射流的排水減阻效果。

然而，截至目前，對于水下槍炮發(fā)射形成的膛口流場的研究尚未見報道。為此，本文基于水下密封式發(fā)射原理，對12.7 mm滑膛式機槍在不同裝藥量下的膛口流場進行了數(shù)值分析，重點研究裝藥參數(shù)變化對膛口流場分布特性的影響。

1 水下機槍密封式發(fā)射的理論模型

1.1 物理模型

本文針對水下密封式發(fā)射的特點，對12.7 mm滑膛式機槍水下密封式發(fā)射過程做以下簡化假設(shè)：

1) 火藥燃燒遵循幾何燃燒定律，藥粒均在平均壓力下燃燒，且遵循指數(shù)燃速定律。

2) 單位質(zhì)量火藥燃燒所放出的熱量及生成的燃氣溫度均為定值，在以后的膨脹做功過程中，燃氣組分變化不予計算，火藥力f、余容α和比熱比k0等均視為常數(shù)，用系數(shù)φ來考慮其他的次要功。

3) 膛口燃氣射流的擴展看作是一個非穩(wěn)態(tài)過程，近似處理為二維軸對稱問題，采用k-ε模型模擬流場中的氣液湍流作用。

4) 膛口燃氣射流近似處理為可壓縮理想氣體射流，不考慮燃氣射流的組分變化，并忽略其體積力的影響。

5) 不考慮槍口附近水的相變和空化的影響。

1.2 數(shù)學(xué)模型

根據(jù)1.1節(jié)物理模型，對燃氣射流建立以下數(shù)學(xué)模型：

1) 連續(xù)性方程

(1)

式中：ρq表示各組分密度(kg/m3)，q=g，l分別表示氣液兩相；αq分別表示氣液兩相的體積分數(shù)，且αg+αl=1；t為時間(s)；υ為速度矢量(m/s).

2) 動量方程

(2)

式中：氣液混合密度ρ=αlρl+(1-αl)ρg；p為流場中的流體壓力(Pa)；μ為黏度系數(shù)。

3) 能量方程

(3)

式中：E=(αgρgEg+αlρlEl)/(αgρg+αlρl)為平均能量，T=(αgρgTg+αlρlTl)/(αgρg+αlρl)為平均溫度，Eg、El、Tg和Tl分別為各組分的能量和溫度；ke為有效熱傳導(dǎo)率。

4) 氣體狀態(tài)方程

p=ρgRTg，

(4)

式中：R為氣體常數(shù)。

5)k-ε湍流方程

(5)

(6)

式中：k和ε分別為湍動能和耗散率；常數(shù)σk=1.0和σε=1.3分別為湍動能與耗散率對應(yīng)的Prandtl數(shù)；μt=Cμk2/ε為湍流黏性系數(shù)(Pa·s)，Cμ=0.08為經(jīng)驗參數(shù)；xi和xj為坐標矢量，ui和uj為速度矢量，i和j為自由指標；常數(shù)Cε1=1.44和Cε2=1.92為經(jīng)驗系數(shù)。

計算膛口流場時需要耦合如下內(nèi)彈道方程組：

1) 形狀函數(shù)

ψ=χZ(1+λZ+μcZ2)，

(7)

式中：ψ為火藥燃燒百分比；χ、λ和μc分別為火藥形狀函數(shù)；Z為火藥燃燒相對厚度。

2) 燃速方程

(8)

式中：u1為火藥燃速系數(shù)；e1為火藥半弧厚；n為火藥燃速指數(shù)；pn表示火藥遵從指數(shù)燃速規(guī)律。

3) 彈頭運動方程

(9)

式中：pb和ph分別為彈底和彈前壓力，其值可由控制方程求出；A為彈頭橫截面積；φ為次要功系數(shù)；m為彈頭質(zhì)量；v為彈頭運動速度。

4) 內(nèi)彈道基本方程

(10)

5) 彈頭速度與行程關(guān)系式

(11)

將上述控制方程計算所得彈底和彈頭壓力反饋到自定義函數(shù)(UDF)中，UDF計算得到彈頭速度、位移和膛壓，并將膛壓反饋回控制方程，從而完成控制方程組與內(nèi)彈道方程組的耦合求解。

2 計算模型及邊界條件

2.1 計算模型及網(wǎng)格劃分

圖1給出了12.7 mm滑膛式機槍水下密封式發(fā)射膛口流場的計算模型。由圖1(a)可見，計算分3個區(qū)域，Ⅰ區(qū)為彈后燃燒室，Ⅱ區(qū)為彈前身管內(nèi)部，Ⅲ區(qū)為膛口周圍流場。由圖1(b)可見，膛口流場計算區(qū)域取長為0.5 m、半徑為0.18 m的圓柱形區(qū)域，整個計算域均采用結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格，網(wǎng)格數(shù)為17萬，最小網(wǎng)格尺寸為0.2 mm×0.25 mm，位于膛口附近。圖1(a)中，O點為膛口中心，以其為參考零點，P點坐標為(50 mm，19.05 mm)。

圖1 水下密封式發(fā)射計算模型Fig.1 Computational model for underwater sealed launch

2.2 邊界條件

本文中彈頭定義為運動剛體，速度通過動網(wǎng)格賦予，其大小由內(nèi)彈道方程組實時計算獲得；槍口外部為水，膛口流場計算區(qū)域外邊界為壓力出口邊界，初始化為環(huán)境變量參數(shù)，即初始壓力為101 325 Pa，初始溫度取300 K.

2.3 網(wǎng)格和時間步長無關(guān)性驗證

為保證計算精度和計算效率的最優(yōu)配置，圖2(a)和圖2(b)分別給出了網(wǎng)格和時間步長無關(guān)性驗證。網(wǎng)格無關(guān)性分別采用21萬、17萬和13萬的網(wǎng)格數(shù)進行驗證，以圖1(a)中P點的壓力隨時間的變化為參考；時間步長無關(guān)性分別采用5×10-8s、1×10-7s和2×10-7s的時間步長進行驗證，以膛口燃氣噴射壓力隨時間的變化為參考。

由圖2(a)可以看出，與21萬網(wǎng)格數(shù)下P點的壓力相比，采用17萬網(wǎng)格數(shù)進行計算時平均誤差為4.25%，采用13萬網(wǎng)格數(shù)進行計算時平均誤差達到21.58%，故本文采取17萬網(wǎng)格進行數(shù)值計算。由圖2(b)可知，與5×10-8s時間步長的計算結(jié)果相比，時間步長取1×10-7s時相對誤差最大約為2.84%；時間步長取2×10-7s時相對誤差最大約為7.00%. 為了保證計算精度和計算效率，本文中采用時間步長為1×10-7s.

圖2 網(wǎng)格和時間步長無關(guān)性驗證Fig.2 Grids and time step independence verification

3 數(shù)值模擬結(jié)果與分析

3.1 數(shù)值方法

數(shù)值計算中多相流模型采用VOF模型，湍流模型采用標準k-ε模型。利用PRESTO!方法對壓力項進行離散，動量和能量的離散采用1階迎風(fēng)格式，壓力與速度耦合采用壓力隱式分裂算子(PISO)算法計算，計算過程中時間步長控制在0.1 μs以內(nèi)，以保證計算的穩(wěn)定性。

3.2 數(shù)值方法的實驗驗證

對文獻[18]中圓形燃氣射流在圓柱形充液室內(nèi)擴展的實驗進行數(shù)值模擬，圖3(a)和圖3(b)分別給出了數(shù)值模擬以及實驗中射流頭部的軸向最大位移對比圖和2.0 ms時刻的氣液時空分布對比圖。由圖3(a)可知，數(shù)值計算結(jié)果與實驗結(jié)果吻合較好，最大誤差為2.8%；由圖3(b)可知，本文中的數(shù)值模型可以有效地捕捉到射流擴展過程中的典型現(xiàn)象，如射流尾部的夾斷現(xiàn)象、射流頭部的分叉現(xiàn)象以及氣液界面的不規(guī)則性。文獻[15]也采用同樣的數(shù)值模型對彈頭運動條件下的射流擴展過程進行了數(shù)值分析，計算結(jié)果與實驗結(jié)果吻合較好，由此說明本文采用該數(shù)值模型對水下槍炮密封式發(fā)射膛口流場進行數(shù)值分析是可行的。

圖3 數(shù)值驗證Fig.3 Numerical verification

3.3 計算結(jié)果與分析

本文基于12.7 mm滑膛式機槍，對其在不同裝藥量下的水下密封式膛口流場分布特性進行數(shù)值分析，膛口擋板破開壓力均取0.15 MPa. 彈頭行程為0.9 m，啟動壓力為45 MPa，膛口擋板破開壓力取0.15 MPa. 表1列出了空氣中發(fā)射(全裝藥15.5 g)和水下發(fā)射3種裝藥量下的部分內(nèi)彈道和膛口參數(shù)。圖4給出了水下密封式發(fā)射時3種裝藥量下燃氣射流膛口參數(shù)的變化曲線。結(jié)合圖4和表1可以看出：當(dāng)裝藥量為15.5 g時，彈頭飛離膛口截面的過程中受阻較大，速度出現(xiàn)下降，膛口初速低于空氣中發(fā)射的初速810 m/s，而膛口壓力較空氣中發(fā)射時的74 MPa高出近1倍[19]；減少裝藥量，膛口初速和膛口壓力均降低，隨著彈頭運動至離開膛口，火藥燃氣的膛口壓力均先快速衰減后較緩降低；高裝藥量下，高速彈頭運動距離較遠，有利于膛口燃氣向外擴展，使膛口燃氣壓力在彈頭出膛后衰減更快。膛口燃氣在彈頭剛出膛時擴展不充分，處于亞音速，而在20 μs左右時，3種裝藥量下燃氣速度均達到音速；其中當(dāng)裝藥量分別為15.5 g和13.0 g時，膛口燃氣馬赫數(shù)的變化基本一致；當(dāng)裝藥量為11.0 g時，在前80 μs馬赫數(shù)略低，隨后3種裝藥量下的馬赫數(shù)基本相等。

表1 機槍內(nèi)彈道及膛口參數(shù)

圖4 膛口燃氣噴射參數(shù)Fig.4 Gas injection parameters at muzzle

通過對膛口燃氣噴射壓力隨時間變化的關(guān)系進行擬合，發(fā)現(xiàn)不同裝藥量下的膛口燃氣壓力隨時間的變化均呈指數(shù)衰減：

pk(t)=A0+A1e-t/t1+A2e-t/t2，

(12)

式中：pk(t)為膛口燃氣噴射壓力(MPa)；A0、A1、A2、t1和t2為膛口燃氣壓力隨時間變化的擬合參數(shù)(見表2)。擬合得到的指數(shù)衰減函數(shù)進一步說明，高裝藥量下的膛口燃氣壓力衰減更快。

表2 膛口壓力隨時間變化曲線的擬合參數(shù)

圖5給出了3種裝藥量條件下的膛口氣液密度分布圖。由圖5可知，彈頭出膛30 μs時刻，燃氣射流在膛口形成的氣體空腔呈梯形分布，因氣液相互作用的不穩(wěn)定性，空腔表面均不規(guī)則，且射流頭部兩側(cè)均有氣核脫落；隨著彈頭運動和高壓燃氣的噴射，空腔逐漸發(fā)展成葫蘆狀，但由于彈頭運動速度和膛口燃氣噴射壓力的不同，所呈現(xiàn)的形狀有所差別。彈頭離開膛口70 μs后，由于火藥燃氣的射流速度高于彈頭速度，而周圍環(huán)境的水對射流邊界的擴展阻礙較大，火藥燃氣在射流頭部聚集并膨脹，葫蘆狀空腔外形初步形成；隨后，在較高的彈頭速度下，彈頭運動距離較遠，更有利于燃氣的軸向擴展，燃氣射流在頭部出現(xiàn)氣泡脫落，氣體軸向最大位置與彈頭位置基本一致；當(dāng)彈頭速度較低時，較短的運動距離不足以為燃氣射流的軸向擴展創(chuàng)造足夠空間，燃氣在射流頭部匯聚且徑向擴展明顯，并在160 μs時形成不同程度的二次射流。由于彈頭減速，燃氣在射流頭部聚集，在160 μs時刻前后，空腔頭部的徑向最大擴展位置逐漸超過空腔尾部。

圖6給出了膛口燃氣射流軸向和徑向擴展的最大位移對比圖，其中軸向擴展以膛口所在位置為參考，并且不考慮13.0 g和11.0 g裝藥量下射流頭部形成的二次射流影響。由圖6可見，當(dāng)彈頭速度和膛口火藥燃氣噴射壓力較高時，燃氣射流的軸向最大位移也相應(yīng)較大。通過對膛口射流軸向最大位移隨時間變化的特性進行擬合，發(fā)現(xiàn)不同裝藥量下的膛口射流軸向最大位移隨時間的變化呈指數(shù)衰減，即：

x(t)=x0+x1e-t/t3，

(13)

式中:x(t)為膛口射流軸向最大位移(mm)；x0、x1和t3為燃氣射流軸向最大位移隨時間變化的擬合參數(shù)(見表3)。

受彈頭速度和膛口火藥噴射壓力的耦合作用影響，膛口燃氣射流徑向擴展較為復(fù)雜，徑向擴展的最大位移位置隨彈頭運動和燃氣噴射沿軸向前移(見圖5)。總體上，彈頭速度和膛口燃氣噴射壓力越高，射流徑向的擴展最大位移越大。結(jié)合圖5可知：當(dāng)彈頭初速較高時，燃氣射流徑向擴展的最大位置始終在空腔后半部分，徑向最大位移上升平穩(wěn)；當(dāng)彈頭初速稍低時，彈頭運動距離較短，在燃氣射流擴展的前60 μs，空腔徑向擴展的最大位移一度超過較高彈頭初速條件下，而隨著彈頭的向前運動和噴射壓力的降低，其徑向擴展的最大位移落后于較高彈頭初速條件時；當(dāng)彈頭初速進一步降低時，彈頭運動無法為燃氣射流軸向擴展創(chuàng)造足夠空間，火藥燃氣在空腔前部匯聚后再次膨脹，使得空腔前部的徑向擴展逐漸超過空腔后部(見圖5)，射流徑向擴展的最大位置沿軸向前移，從而導(dǎo)致在射流噴射的前160 μs，其徑向擴展的最大位移雖然小于前兩種初速條件下，但其徑向擴展增速快于前兩者，并在160 μs附近逐漸接近高初速條件下的最大徑向擴展位移。

由此可見，裝藥量的改變對高壓燃氣射流膛口擴展的影響是相當(dāng)復(fù)雜的。

為進一步了解水下密封式發(fā)射時的膛口射流場發(fā)展規(guī)律，圖7給出了不同彈頭初速條件下的膛口馬赫數(shù)分布云圖和流線圖(圖7中每幅子圖上方為馬赫數(shù)云圖、下方為流線圖)。由圖7可以看出：在30 μs時刻，燃氣射流初步形成時主要呈弱側(cè)面沖擊波，射流主要繞過膛口和彈底向側(cè)面和后部擴展；在70 μs后，3種彈頭初速條件下的膛口沖擊波逐漸從弱側(cè)面沖擊波經(jīng)由強側(cè)面沖擊波轉(zhuǎn)變成近似正激波，此時火藥燃氣射流初步形成馬赫盤，這一現(xiàn)象與空氣中發(fā)射時膛口射流激波的變化規(guī)律較為一致[1]；隨后，3種彈頭初速條件下的膛口激波核心區(qū)受彈頭和射流相互作用的影響，先后經(jīng)過軸向擴展和徑向拉伸。不同的是，馬赫盤初步形成時，激波核心區(qū)域受彈頭初速和燃氣噴射壓力的相互作用，中初速條件下的激波核心區(qū)更加飽滿且核心區(qū)稍大，說明此時射流膨脹更充分；隨后，當(dāng)初速較高時，馬赫盤形狀在160 μs時刻受射流與彈底的相互作用而出現(xiàn)凹陷，這一現(xiàn)象在彈頭初速稍低時提前至100 μs，當(dāng)初速進一步降低時燃氣噴射壓力也更低，馬赫盤隨著彈頭運動和燃氣噴射更快地接近正激波，說明噴射壓力較低時，激波核心區(qū)受彈頭運動的影響較小。從圖7中的流線圖可以發(fā)現(xiàn)：3種彈頭初速和燃氣噴射壓力條件下，渦主要出現(xiàn)在激波核心區(qū)側(cè)后方和馬赫盤前方，然后分別繞過激波核心區(qū)向后方和側(cè)面運動；彈頭側(cè)面也因頭部燃氣匯聚又膨脹而出現(xiàn)少許渦，隨后運動消失在氣體空腔頭部側(cè)面。由此可見，水下密封式發(fā)射時，火藥燃氣射流膛口激波的發(fā)展受噴射壓力和彈頭速度的耦合影響。

圖5 不同裝藥量下膛口氣體與液體密度分布Fig.5 Density distribution of gas-liquid at muzzle for different charge weights

表3 射流最大軸向位移- 時間曲線擬合參數(shù)

圖6 燃氣射流膛口擴展位移Fig.6 Expanded displacement of muzzle gas jet

為進一步了解馬赫盤初步形成時膛口流場的分布特性，鑒于3種條件下馬赫盤的形成時間相差不多，圖8給出了對應(yīng)時刻膛口至彈底位置的壓力與馬赫數(shù)沿軸向分布的曲線。從圖8中可以看出，3種條件下的壓力沿程迅速降低，并在越過馬赫盤后出現(xiàn)不同程度的微小上升，結(jié)合圖7中對應(yīng)時刻的激波區(qū)域大小可知：當(dāng)彈頭初速為653 m/s、燃氣初始噴射壓力為94.2 MPa時(13.0 g裝藥量)，彈頭速度和膛口壓力居中，二者相互作用使得射流核心區(qū)擴展較為充分，壓力沿軸向分布的上升位置靠后且升幅最??；當(dāng)彈頭初速較低時，燃氣噴射壓力也較低，燃氣射流擴展形成的激波核心區(qū)較小，壓力在較前位置開始升高且升幅最大；當(dāng)彈頭初速較高時，火藥燃氣噴射壓力較高，燃氣擴展不夠充分，射流形成的激波核心區(qū)大小、壓力上升位置和升幅均居中。圖8中馬赫數(shù)沿軸向的分布曲線進一步表明，當(dāng)彈頭初速為653 m/s、燃氣初始噴射壓力為94.2 MPa時，馬赫盤初步形成，燃氣射流擴展較為充分，使得激波核心區(qū)最大且燃氣最高的馬赫數(shù)最大；當(dāng)彈頭初速和燃氣噴射壓力較低時，馬赫數(shù)在較早位置出現(xiàn)驟降，說明激波區(qū)域較小且馬赫盤更接近于正激波；當(dāng)彈頭初速較高時，燃氣噴射壓力過高，射流擴展不夠充分，激波核心區(qū)大小居中，馬赫數(shù)下降相對較緩，馬赫盤呈弧形，而在接近彈底位置的過程中，馬赫數(shù)軸向分布下降減緩，超過初速為653 m/s下的同一位置馬赫數(shù)，這是因為彈丸初速較高時，彈底對彈后氣體的軸向擴展阻礙相對較小。

圖7 燃氣射流在膛口處的馬赫數(shù)分布云圖和流線圖Fig.7 Mach number distribution nephograms and streamline patterns of muzzle gas jets

圖8 燃氣射流從膛口到彈底的壓力和馬赫數(shù)沿軸向分布Fig.8 Distribution of pressure and Ma gas jet from muzzle center to projectile base along the axial direction

4 結(jié)論

本文通過對12.7 mm滑膛式機槍水下密封式發(fā)射時不同膛口參數(shù)下膛口流場的分析發(fā)現(xiàn)，受彈頭速度和燃氣射流噴射壓力的耦合作用，水下機槍膛口流場分布具有一定的規(guī)律性，采用本文模型得到的計算結(jié)果，有待進一步開展實驗研究和驗證。所得出的主要結(jié)論如下：

1) 當(dāng)水下機槍密封式發(fā)射時，彈頭飛離膛口截面過程中的減速導(dǎo)致火藥燃氣在彈底聚集，燃氣膛口壓力高出空氣中發(fā)射時的74 MPa近1倍；減少裝藥量，獲得的彈頭初速和燃氣膛口噴射壓力均下降。隨著彈頭運動和燃氣噴射的進行，膛口噴射壓力呈指數(shù)衰減，初速和初始噴射壓力越高，壓力衰減越快。

2) 在彈頭運動出膛口截面初期，燃氣射流在膛口擴展均形成梯形空腔，隨后空腔形狀逐步發(fā)展并轉(zhuǎn)變?yōu)楹J狀。當(dāng)彈頭初速較高時，彈頭運動能為射流擴展創(chuàng)造一定的空間，氣體在射流頭部匯聚并伴隨有氣泡持續(xù)脫落現(xiàn)象，隨后又與后方主體空腔匯合；當(dāng)彈頭初速較低時，匯聚在射流頭部的燃氣徑向擴展明顯，并形成二次射流。燃氣射流軸向擴展的最大位移與彈頭位置基本一致，其隨時間的變化呈指數(shù)衰減。

3) 膛口流場受彈頭速度和燃氣噴射壓力的耦合影響，在11.0～15.5 g裝藥量之間，馬赫盤初步形成時刻基本一致；隨著彈頭初速與燃氣初始噴射壓力的降低，燃氣射流激波核心區(qū)受其影響的時間縮短，也更易形成接近正激波的馬赫盤。在馬赫盤初步形成時刻，彈頭初速和燃氣噴射壓力居中條件下，射流擴展更為充分，壓力沿軸向降低后出現(xiàn)小幅回升且位置靠后，馬赫數(shù)沿軸向分布的最大值最高。

)

[1] Schmidt E M, Shear D D. Optical measurements of muzzle blast[J].AIAA Journal，1975,13(8): 1086-1091.

[2] 郭則慶，王楊，姜孝海，等.小口徑武器膛口流場可視化實驗[J].實驗流體力學(xué)，2012, 26(2): 46-50.

GUO Ze-qing，WANG Yang，JIANG Xiao-hai,et al. Visual experiment on the muzzle flow field of the small caliber gun[J].Journal of Experiments in Fluid Mechanics，2012,26(2):46-50.(in Chinese)

[3] 姜孝海，李鴻志，范寶春，等.基于ALE方程及嵌入網(wǎng)格法的膛口流場數(shù)值模擬[J].兵工學(xué)報，2007,28(12):1512-1515.

JIANG Xiao-hai, LI Hong-zhi, FAN Bao-chun, et al. Numerical simulation of muzzle flow field based on ALE equation and chimera grids[J].Acta Armamentarii，2007, 28(12): 1512-1515. (in Chinese)

[4] Jiang X H, Chen Z H, Fan B C, et al. Numerical simulation of blast flow fields induced by a high-speed projectile[J].Shock Waves，2008,18(3): 205-212.

[5] Rehman H, Hwang S H, Fajar B, et al. Analysis and attenuation of impulsive sound pressure in large caliber weapon during muzzle blast[J].Journal of Mechanical Science and Technology，2011, 25(10): 2601-2606.

[6] 朱冠南，王爭論，馬佳佳，等.低壓環(huán)境下膛口沖擊波實驗研究[J].兵工學(xué)報，2014,35(6): 808-813.

ZHU Guan-nan, WANG Zheng-lun, MA Jia-jia, et al. Research on muzzle shock wave in low pressure environment[J].Acta Armamentarii，2014,35(6):808-813.(in Chinese)

[7] Stace J J, Dean L M, Kirschner I N.Sealing apparatus for exclusion of water from underwater gun barrels: US，US 5687501[P]. 1996-03-06.

[8] Fu J, Howard R J, Rapp J W, et al. Underwater gun comprising a plate-type barrel seal: US, US 7874091 [P]. 2011-01-25.

[9] 劉育平，李金新，楊臻，等.水下炮內(nèi)彈道分析與數(shù)值仿真[J].火炮發(fā)射與控制學(xué)報，2007, 28(4): 30-33.

LIU Yu-ping, LI Jin-xin, YANG Zhen, et al. Interior ballistics analysis and numerical simulation of underwater gun[J]. Journal of Gun Launch & Control，2007, 28(4): 30-33. (in Chinese)

[10] 易文俊，熊天紅，王中原，等.小空化數(shù)下超空泡航行體的阻力特性試驗研究[J].水動力學(xué)研究與進展A輯，2009, 24(1):1-6.

YI Wen-jun, XIONG Tian-hong, WANG Zhong-yuan, et al. Experimental researches on drag characteristics of supercavitation bodies at small cavitation number[J]. Chinese Journal of Hydrodynamics，2009, 24(1): 1-6. (in Chinese)

[11] Tang J N, Wang N F, Wei S. Flow structures of gaseous jets injected into water for underwater propulsion[J].Acta Mechanica Sinica，2011,27(4): 461-472.

[12] Xue X C, Yu Y G, Zhang Q. Expansion characteristics of twin combustion gas jets with high pressure in cylindrical filling liquid chamber[J]. Journal of Hydrodynamics, Ser. B，2013, 25(5): 763-771.

[13] Harby K, Chiva S, Muoz-Cobo J L. An experimental investigation on the characteristics of submerged horizontal gas jets in liquid ambient[J].Experimental Thermal and Fluid Science，2014, 53(2): 26-39.

[14] Zhou L L, Yu Y G. Experimental study on gas-curtain generation characteristics by multicombustion-gas jets in the cylindrical liquid chamber[J].Ocean Engineering，2015, 109: 410-417.

[15] 周良梁，余永剛，劉東堯，等. 水下火炮氣幕式發(fā)射過程中燃氣射流與液體工質(zhì)相互作用特性研究[J].兵工學(xué)報，2016, 37(8): 1373-1378.

ZHOU Liang-liang, YU Yong-gang, LIU Dong-yao, et al. Research on gas-liquid interaction characteristics during the gas curtain launching process of underwater gun[J]. Acta Armamentarii，2016, 37(8): 1373-1378. (in Chinese)

[16] Zhao J J, Yu Y G. The interaction between multiple high pressure combustion gas jets and water in a water-filled vessel[J]. Applied Ocean Research，2016, 61: 175-182.

[17] Hu Z T, Yu Y G. Expansion characteristics of multiple wall jets in cylindrical observation chamber[J].Applied Thermal Engineering，2017,113:1396-1409.

[18] 莽珊珊，余永剛.高壓燃氣射流在整裝液體中擴展過程的實驗和數(shù)值模擬[J].爆炸與沖擊，2011, 31(3): 300-305.

MANG Shan-shan, YU Yong-gang. Experiment and numerical simulation for high pressure combustible gas jet expansion process in a bulk-loaded liquid[J]. Explosion and Shock Waves，2011, 31(3): 300-305. (in Chinese)

[19] 吳偉，許厚謙，王亮，等. 含化學(xué)反應(yīng)膛口流場的無網(wǎng)格數(shù)值模擬[J]. 爆炸與沖擊，2015, 35(5): 625-632.

WU Wei, XU Hou-qian, WANG Liang, et al. Numerical simulation of a muzzle flow field involving chemical reactions based on gridless method[J]. Explosion and Shock Waves，2015, 35(5): 625-632. (in Chinese)