水下航行體齊射出筒“水錘”特性分析

魏英杰，武雨嫣,王 聰,宋武超,盧佳興

(1. 哈爾濱工業(yè)大學航天學院，哈爾濱 150001；2. 湖北航天技術研究院總體設計所，武漢 430040)

0 引言

水下航行體是基于水下發(fā)射平臺，采用高壓氣體彈射出筒，用以精確打擊目標的航行器；齊射技術作為飽和攻擊方式，是指多發(fā)航行體以一定發(fā)射空間間距在極短時間間隔內(nèi)連續(xù)發(fā)射。水下航行體以齊射方式出筒可大幅提高攻擊力，已作為現(xiàn)代水下發(fā)射常見的一種發(fā)射方式。

水下航行體齊射出筒后，筒內(nèi)高壓氣體迅速溢出，排開筒口流體并導致筒內(nèi)壓力降低。當筒內(nèi)壓力降低至當?shù)仄胶鉅顟B(tài)時，外部流體便會在壓力差的作用下大量涌入發(fā)射筒，對發(fā)射筒底部產(chǎn)生沖擊，此現(xiàn)象稱為“水錘”現(xiàn)象。據(jù)已有研究表明，“水錘”現(xiàn)象會對發(fā)射平臺的發(fā)射筒強度產(chǎn)生重要的影響，同時引起發(fā)射筒的振動，甚至影響發(fā)射平臺的升沉。因此，深入開展水下航行體出筒過程“水錘”特性分析，具有重要意義。

目前已有的對于航行體水下發(fā)射過程的研究，多針對于航行體受力及彈道特性。Dyment等[1]采用實驗手段研究了航行體冷彈射出筒過程，并利用VOF多相流模型對該過程中尾空泡的形成與發(fā)展進行了數(shù)值模擬。Li等[2]采用Mixture多相流模型對水下航行體發(fā)射進行了數(shù)值模擬。Weiland等[3-4]研究得出發(fā)射深度、來流速度等發(fā)射參數(shù)對水下航行體出筒過程中受到的載荷影響規(guī)律。張紅軍等[5]采取Mixture多相流理論和動網(wǎng)格方法，對水平方向的來流影響下的航行體出筒運動過程進行了三維仿真計算。盧佳興等[6]基于高速攝像技術對小型回轉(zhuǎn)體齊射出水過程開展實驗研究，通過對比單發(fā)、雙發(fā)回轉(zhuǎn)體的彈道特性，分析齊射出水過程中回轉(zhuǎn)體間的相互干擾。

國內(nèi)對于水下航行體出筒后海水倒灌入筒產(chǎn)生的“水錘”效應分析較少。2000年，倪火才[7]率先對水下航行體水下垂直發(fā)射時的“水錘”壓力進行了試驗研究，得到了發(fā)射筒底部“水錘”壓力實驗曲線。傅德彬等[8]對航行體發(fā)射的海水倒灌過程進行了數(shù)值模擬，并對影響涌入海水沖擊壓強的因素進行分析，發(fā)現(xiàn)發(fā)射筒底部附近的局部擋流板可有效降低涌入海水的沖擊效應。周笑飛等[9]采用Fluent軟件對筒內(nèi)注水過程進行了三維仿真，得到了“水錘”周期內(nèi)筒底壓力與注水量的變化情況，并通過分析得到發(fā)射筒注水的規(guī)律，探究了“水錘”產(chǎn)生的機理。李強[10]基于單發(fā)航行體的發(fā)射實驗，分析了發(fā)射平臺表面和速度對筒口氣團發(fā)展形態(tài)以及“水錘”效應的影響。李智生等[11]采用 CFD 方法對海水涌入發(fā)射筒后的流場特性和載荷特性進行了數(shù)值模擬計算，建立了“水錘”壓力峰值估算模型，得到了不同工況下“水錘”效應的變化規(guī)律。

綜上所述，現(xiàn)有的研究多集中于航行體出筒后的筒口流場特性分析，對于“水錘”現(xiàn)象的研究較少。且已有的研究均基于單發(fā)航行體出筒過程，對于齊射出筒過程的“水錘”特性研究尚無人開展。而實際水下發(fā)射過程中，為提高打擊精度，往往采用多發(fā)航行體齊射技術，此時受航行體之間耦合運動的影響，流動特性變得更為復雜。本文基于SST湍流模型和VOF多相流模型，引入重疊網(wǎng)格技術，建立適用于水下航行體齊射出筒的數(shù)值計算方法。在此基礎上分析齊射狀態(tài)下“水錘”效應對首、次發(fā)射筒的影響機理，研究不同發(fā)射順序下水錘效應的變化情況。

1 數(shù)學模型

1.1 控制方程

數(shù)值計算以Navier-Stokes方程為基礎，通過求解質(zhì)量守恒方程和動量方程，獲得多相流場結(jié)構(gòu)與流體動力。

混合介質(zhì)質(zhì)量守恒方程如下

(1)

式中，t代表時間，xi代表笛卡爾坐標分量，ui為笛卡爾坐標系下的速度分量，其中i= 1，2，3，分別對應了笛卡爾坐標系的3個坐標分量，ρm為混合介質(zhì)密度。

動量守恒方程如下

(2)

式中，黏性剪切應力τij表達式為

(3)

式中，μm為混合物動力黏度，p為壓強，S為源項，δij為Kronecker符號(當i=j時，δij=1；當i≠j時，δij=0)。

1.2 湍流模型

采用雷諾時均法(RANS)對于湍流流場進行求解，其表達式如下

(4)

(5)

式中，k代表湍動能，μt代表湍動黏度。

本文采用SSTk-ω模型是一個與壁面函數(shù)相結(jié)合使用的低雷諾數(shù)湍流模型，其湍動黏度由湍動能k和比耗散率ω表示如下

(6)

湍動能輸運方程和比耗散率輸運方程

(7)

(8)

1.3 VOF多相流模型

VOF模型是一種在固定Euler網(wǎng)格下的表面跟蹤方法，適用于需要得到一種或多種互不相融的流體介質(zhì)間交界面的情況。在VOF模型中，不同的流體組分共用一套動量方程，計算時在全流場的每一個計算單元內(nèi)，均記錄下各流體組分所占有的體積率。

在本文所求解的氣液兩相流動問題中，液相為主相，其體積分數(shù)為αl，氣相的體積分數(shù)為1-αl。

如圖1所示，當αl=0時，該網(wǎng)格單元被氣相充滿，沒有水相；當0<αl<1時，該單元格同時包含氣相和水相，此時該單元格為兩相交界面所在單元格;當αl=1時，該單元格被液相充滿，沒有氣相。

圖1 VOF模型原理示意圖Fig.1 Schematic diagram of VOF model

1.4 重疊網(wǎng)格技術

重疊網(wǎng)格又稱為嵌套網(wǎng)格，它將流域分解為若干個子計算域，各子計算域計算網(wǎng)格在計算中相互獨立，但網(wǎng)格之間又存在重疊、嵌套和覆蓋關系。在重疊區(qū)域中，各子計算域網(wǎng)格通過流場信息的插值與映射進行數(shù)據(jù)交換，從而建立起各子計算域網(wǎng)格之間的耦合關系，為子計算域流場計算提供邊界條件。

為確保背景區(qū)域和重疊區(qū)域之間的連通性，需要進行如下網(wǎng)格裝配過程：

1) 挖洞，即用于確定活動單元、非活動單元和受體單元；

2) 尋找供體單元，確保每一個受體單元均能找到供體單元。

供體單元與受體單元上變幅值的通量滿足如下關系

Φacceptor=∑αiΦi

(9)

式中，Φacceptor為受體單元通量，Φi為供體單元通量，α為插值加權(quán)因子。

2 計算模型及邊界條件

水下航行體計算模型的直徑為D(D=1 m)，

長細比L/D=7，其中L為航行體的長度，采用抗空化橢球頭型，航行體模型示意圖如圖2所示。

圖2 航行體模型示意圖Fig.2 Schematic diagram of sailing body model

為節(jié)省計算資源，采用1/2計算域模型。計算域劃分示意圖如圖3和圖4所示，其中背景流體計算域整體尺度為14D×11D×4D，發(fā)射筒長度為10D，發(fā)射筒直徑為1D，即發(fā)射筒與航行體表面緊密接觸；重疊計算域長度為8.8D，直徑為1.4D。為模擬有發(fā)射平臺速度工況下的水下齊射，賦予背景域速度入口和壓力出口邊界條件，發(fā)射筒底部賦予質(zhì)量流量入口邊界條件，通過用戶自定義場函數(shù)指定入口處壓力隨時間變化關系。

為捕捉發(fā)射筒內(nèi)以及筒口處附近的復雜的流場變化情況，對發(fā)射筒內(nèi)以及筒口上方部分流域的網(wǎng)格進行了局部加密處理，加密區(qū)網(wǎng)格尺寸為50 mm。為減少網(wǎng)格數(shù)量，節(jié)省計算資源，在遠場邊界設置較大的網(wǎng)格尺度。

圖3 背景域邊界條件及網(wǎng)格劃分Fig.3 Boundary conditions and mesh generation in background domain

圖4 重疊域邊界條件及網(wǎng)格劃分Fig.4 Boundary conditions and mesh generation in overlapping domain

3 數(shù)值計算方法驗證

為驗證數(shù)值計算方法的有效性，給出了筒底發(fā)射壓力為0.2 MPa時，單發(fā)航行體無發(fā)射平臺速度出筒工況下數(shù)值計算結(jié)果與試驗結(jié)果的對比。

圖5給出了筒口氣團形態(tài)的數(shù)值計算與試驗結(jié)果對比，其中以航行體尾部完全出筒時刻作為初始時刻，選取4個典型時刻的流場圖。從圖5中可以看出，數(shù)值計算與試驗得到的筒口氣團形態(tài)相似。航行體尾部完全出筒后，筒內(nèi)氣團溢出并近似成為一個閉合于航行體尾部的圓柱形空泡，如圖6給出了筒底壓力的數(shù)值計算與試驗結(jié)果對比。從圖6中可以看出，數(shù)值計算結(jié)果與試驗結(jié)果具有相似的變化趨勢。航行體尾部出筒后，筒內(nèi)壓力持續(xù)性振蕩，振蕩幅度逐漸減小，周期近似為常數(shù)。t=50 ms時，筒內(nèi)達到第一個壓力峰值，即對應圖5(c)中氣團拉斷瞬間。在整個過程中，數(shù)值計算結(jié)果振蕩幅度高于試驗結(jié)果，這是由試驗過程無法及時關閉通氣閥造成的。

(a) t=5 ms

(b) t=35 ms

(c) t=50 ms

(d) t=55 ms圖5 筒口氣團形態(tài)對比Fig.5 Comparison of the shape of the air mass at the mouth of the cylinder

t=35 ms所示。當筒內(nèi)氣體壓力低于環(huán)境壓力時，在外界水壓的影響下，發(fā)射平臺壁面附近氣團膨脹速度逐漸減小直至反向收縮，直至發(fā)生截斷，隨后形成了回射流，如t=50 ms,t=55 ms時所示。

圖6 筒底壓力曲線對比Fig.6 Pressure comparison of cylinder bottom

綜合來說，數(shù)值計算結(jié)果與試驗結(jié)果均符合良好，驗證了該數(shù)值計算方法對計算航行體出筒過程流場以及筒內(nèi)壓力特性的有效性。

4 典型工況計算結(jié)果及分析

本文選取順序發(fā)射為典型工況，順序發(fā)射是指沿水平來流的方向，位于上游的航行體率先發(fā)射出筒，下游航行體以固定時間間隔依次發(fā)射，示意圖如圖7所示。發(fā)射平臺速度為2.0 m/s，橫流方向為x軸正方向，最大筒底壓力為0.7 MPa，發(fā)射時間間隔為0.85 s。

圖7 順序發(fā)射示意圖Fig.7 Schematic diagram of sequential launch

圖8 壓力監(jiān)測點(線)分布示意圖Fig.8 Distribution diagram of pressure monitoring points (lines)

發(fā)射筒內(nèi)壓力監(jiān)測點及壓力監(jiān)測線分布情況如圖8所示。在每個發(fā)射筒筒內(nèi)設置16個壓力監(jiān)測點記錄筒內(nèi)壓力變化規(guī)律，在發(fā)射平臺表面以及首、次發(fā)射筒中心線設置壓力監(jiān)測線。其中標記點為壓力的數(shù)據(jù)提取點，分別位于首、次發(fā)射筒口、筒中和筒底3個典型橫截面中心線上。圖8中對坐標系進行了定義，坐標原點位于兩發(fā)射筒筒口連線的中點，典型工況下首發(fā)筒口中心點位于x負半軸，次發(fā)筒口中心點位于x正半軸。

4.1 流場特性分析

圖9給出了典型工況下首、次發(fā)航行體尾部完全出筒后的壓力云圖與空泡形態(tài)圖。時間零點分別為首、次發(fā)航行體尾部完全出筒時刻。從圖9中可以看出，航行體發(fā)射出筒后，兩發(fā)射筒內(nèi)均出現(xiàn)明顯的壓力振蕩。首發(fā)航行體尾部完全出筒后，筒內(nèi)高壓氣體向筒外作軸向擴張，形成筒口氣團，筒內(nèi)壓力降低(圖9(a) Ⅱ)。當氣團壓力小于當?shù)氐沫h(huán)境壓力時，在周圍流體的作用下轉(zhuǎn)為徑向收縮，導致氣團內(nèi)部及筒內(nèi)壓力增高(圖9(a) Ⅲ)。隨著外部流體不斷侵入，氣團被截斷為兩個主空泡，一部分附著于航行體尾部形成尾空泡，另一部分位于發(fā)射筒口。氣團拉斷處形成兩個高壓區(qū)，分別沿軸向上下兩個方向推移，產(chǎn)生回射流，外部流體向下涌入發(fā)射筒，與筒內(nèi)氣體發(fā)生強烈的相互作用，壓縮筒內(nèi)氣體導致壓力持續(xù)升高(圖9(a) Ⅳ)，即為第一個振蕩周期。

次發(fā)航行體完全出筒后，受首發(fā)航行體筒口流場的影響，產(chǎn)生了更大的筒口氣團，筒口氣團在膨脹過程中不斷擠壓筒口附近流體，使首發(fā)筒內(nèi)壓力升高(圖9(b) Ⅰ)。由圖9(b) Ⅲ可知，次發(fā)航行體出筒后0.30 s，筒口氣團被截斷形成附體尾空泡，由于橫向來流作用，下方氣團沖擊至發(fā)射平臺表面導致局部壓力升高，與此同時少部分流體涌入發(fā)射筒，壓縮筒內(nèi)氣體，在發(fā)射筒內(nèi)產(chǎn)生相比于首發(fā)筒較小的壓力幅值。

(a)首發(fā)航行體出筒

(b)次發(fā)航行體出筒圖9 順序發(fā)射過程流場壓力云圖與空泡形態(tài)圖Fig.9 Pressure contour and cavity morphology of flow field in sequential launching process

4.2 發(fā)射筒內(nèi)壓力波動分析

為分析“水錘”現(xiàn)象對發(fā)射筒不同位置高度處壓力變化的影響規(guī)律，圖10給出了首、次發(fā)射筒筒中和筒底的壓力曲線對比，其中首、次發(fā)航行體尾部完全出筒時刻為時間零點。

由圖10(a)可以看出，首發(fā)航行體尾部出筒瞬間，筒內(nèi)高壓氣體迅速向外溢出，氣體的內(nèi)能轉(zhuǎn)化為航行體和水的動能，高壓氣體的瞬間釋放具有較大的能量，使得發(fā)射筒內(nèi)的壓力產(chǎn)生劇烈衰減。此后伴隨筒口氣團受壓收縮直至截斷，筒口的水開始涌入發(fā)射筒，壓縮筒內(nèi)氣體，使得筒內(nèi)壓力升高到靜壓值。由于流體慣性作用，進一步壓縮筒內(nèi)氣體，發(fā)射筒內(nèi)壓力持續(xù)上升，進而產(chǎn)生下一周期的壓縮波。第一個振蕩周期內(nèi)，筒底與筒中壓力大小基本一致。

不同于第一個壓力峰值A，在峰值B處筒底與筒中壓力值出現(xiàn)較大差異，位于發(fā)射筒底部的Tube1 Bot監(jiān)測點出現(xiàn)最大的壓力值。結(jié)合圖9(b)Ⅰ，發(fā)現(xiàn)此時次發(fā)航行體出筒，次發(fā)筒口氣團膨脹擠壓首發(fā)筒口附近流體，導致首發(fā)筒內(nèi)壓力整體升高，筒中壓力監(jiān)測點Tube1 Mid出現(xiàn)第2個較小壓力峰值B′；并且此時流體倒灌入筒，在慣性力作用下向下加速沖擊至發(fā)射筒底部，由于次發(fā)航行體出筒影響與流體沖擊的疊加作用，發(fā)射筒底產(chǎn)生較大的壓力峰值B。對比兩條曲線可以發(fā)現(xiàn)，流體沖擊作用對壓力影響更大。

由圖10(b)可以看出，次發(fā)筒內(nèi)第一個壓力峰值相對首發(fā)筒較小，結(jié)合圖9(b) Ⅲ，發(fā)現(xiàn)氣團拉斷產(chǎn)生的回射流在橫向來流作用下沖擊至發(fā)射平臺表面，削弱了流體對發(fā)射筒的沖擊作用。次發(fā)航行體出筒后約1.06 s，倒灌入筒的流體沖擊筒底產(chǎn)生幅值較大、持續(xù)時間極短的壓力峰值，峰值出現(xiàn)時間較首發(fā)筒有所推遲。

(a)首發(fā)筒

(b)次發(fā)筒圖10 發(fā)射筒不同位置處壓力曲線對比Fig.10 Comparison of pressure at different positions of launching cylinder

為分析首發(fā)航行體出筒后首發(fā)筒處流場對于次發(fā)筒口壓力波動的影響，圖11給出了首、次發(fā)筒口壓力變化曲線對比，兩條曲線均以首發(fā)航行體出筒時間為t=0時刻。分析曲線發(fā)現(xiàn)，首發(fā)航行體出筒后，筒內(nèi)高壓氣體迅速向筒口溢出，筒口處形成較大的壓力峰值(圖11中C點)。同時在次發(fā)筒口形成幅值較小，時間略延后的壓力峰值(圖11中C′點)，其數(shù)值約為首發(fā)筒口的1/2。隨后由于流體灌入發(fā)射筒和航行體高速離開發(fā)射筒，兩發(fā)射筒口壓力迅速下降。在經(jīng)歷了一個波谷后，筒口壓力在外部流體擠壓作用下轉(zhuǎn)而升高，達到第2個峰值(圖11中D點)。之后壓力小幅度波動，波動幅值逐漸減小。

當t=0.85 s時，次發(fā)航行體完全出筒，筒內(nèi)高壓氣體溢出，于次發(fā)航行體筒口產(chǎn)生第2個幅值最大的壓力峰值，約為300 kPa，同時在首發(fā)航行體筒口造成第3個壓力峰值(圖11中E點)，隨后其壓力變化規(guī)律與之前類似，經(jīng)歷波谷后，筒口壓力達到較小的峰值(圖11中F點)。圖11中t=0.1 s到t=0.85 s對應次發(fā)航行體出筒過程，航行體完全運動至筒口監(jiān)測點處，此時不存在壓力數(shù)據(jù)。

圖11 首、次發(fā)筒口壓力曲線Fig.11 Pressure curve of primary and secondary cylinder

對比發(fā)射筒不同位置高度處壓力變化規(guī)律，發(fā)現(xiàn)筒口壓力振蕩峰值高于筒內(nèi)，低于筒底，且振蕩頻率較高。這是由于發(fā)射筒口的壓力振蕩主要由筒口氣團的壓縮波振蕩導致的高頻振動，而筒內(nèi)的壓力振蕩是壓縮波的高頻振動和水倒灌產(chǎn)生的低頻振動疊加形成的。對比首、次發(fā)射筒壓力變化規(guī)律，發(fā)現(xiàn)次發(fā)筒內(nèi)壓力振蕩幅度小于首發(fā)筒，而筒口壓力振蕩情況較首發(fā)筒劇烈。

為分析一個振蕩周期內(nèi)發(fā)射筒內(nèi)壓力分布情況，圖12給出了不同時刻首、次發(fā)射筒中心線上的壓力分布曲線對比，其中y指發(fā)射筒中心線上縱坐標。分別取首、次發(fā)航行體完全出筒后第一個波動周期，如圖10(a)中c區(qū)域所示，每隔0.05 s提取一組數(shù)據(jù)。

(a)首發(fā)筒

(b)次發(fā)筒圖12 首、次發(fā)筒內(nèi)壓力分布曲線Fig.12 Pressure distribution curve of primary and secondary cylinder

觀察曲線可以看出，首發(fā)航行體尾部完全出筒0.05 s時，此時發(fā)射筒底部邊界由壓力入口變?yōu)楸诿孢吔鐥l件，即發(fā)射筒底切斷高壓氣體供應，原有筒內(nèi)高壓氣體仍具有向上的動能導致發(fā)射筒底部壓力被抽取而降低。出筒后0.1 s，筒內(nèi)氣體溢出，導致壓力降低，此時最低壓力出現(xiàn)在筒口下方1 m的位置。出筒后0.15 s時，對應壓力云圖9(a)Ⅱ，此時筒內(nèi)壓力進一步降低，最低壓力出現(xiàn)在筒口下方6 m的位置，顯示出筒內(nèi)氣體周期性振蕩的過程。出筒后0.2～0.35 s，筒內(nèi)壓力逐漸上升，對應圖10(a)c區(qū)域的后半段，此時流體開始倒灌入筒，并壓縮筒內(nèi)空氣，使得壓力升高。次發(fā)與首發(fā)筒內(nèi)壓力具有相似的規(guī)律。

首發(fā)航行體出筒后0.3 s時，筒口處壓力出現(xiàn)較大范圍的波動，其差值約為100 kPa，對應時刻的壓力和速度如圖13所示。由圖13可以看出，此時外部流體開始灌入發(fā)射筒并與筒內(nèi)氣體發(fā)生劇烈的相互作用，于筒口處產(chǎn)生較大速度，進而引起壓力的降低。

圖13 首發(fā)航行體出筒0.3 s壓力及速度云圖Fig.13 Pressure and velocity contours of the primary sailing body after launching 0.3 s

4.3 發(fā)射平臺表面壓力波動分析

為分析筒口氣團對平臺表面的沖擊作用，在發(fā)射平臺表面設置壓力監(jiān)測線，監(jiān)測線分布如圖8所示。圖14和圖15給出了首發(fā)和次發(fā)航行體出筒后0.35 s時間內(nèi)發(fā)射平臺表面的壓力分布情況。從圖中可以看出，首發(fā)航行體出筒后在筒口形成高壓區(qū)，隨后壓縮波振蕩，引起筒口壓力振蕩。且由于順序發(fā)射水平來流的作用，首發(fā)航行體出筒后，其筒口氣團在次發(fā)筒口形成更加劇烈的振蕩，而次發(fā)航行體出筒對首發(fā)筒口壓力影響較小。次發(fā)航行體出筒0.30 s時，筒口下游出現(xiàn)較大的壓力峰值，結(jié)合圖9(b) Ⅲ可以發(fā)現(xiàn)，此時尾空泡被拉斷形成附體尾空泡，產(chǎn)生的回射流在來流作用下撞擊下游平臺表面，產(chǎn)生壓力峰值。

圖14 首發(fā)航行體出筒0.35 s內(nèi)發(fā)射平臺表面壓力分布曲線Fig.14 Pressure distribution curve of the launch platform surface within 0.35 s after the primary sailing body launching

圖15 次發(fā)航行體出筒0.35 s內(nèi)發(fā)射平臺表面壓力分布曲線Fig.15 Pressure distribution curve of the launch platform surface within 0.35 s after the secondary sailing body launching

5 發(fā)射時序?qū)Α八N”特性影響分析

水下航行體共架垂直并聯(lián)發(fā)射過程中，發(fā)射順序?qū)τ诎l(fā)射特性具有較大影響，主要表現(xiàn)在首發(fā)航行體發(fā)射出筒后，其尾空泡及筒口高壓氣體受相對發(fā)射平臺的水平來流作用而發(fā)生運動，進而對次發(fā)筒口流場產(chǎn)生影響，同時次發(fā)航行體尾流場對首發(fā)筒的作用也會出現(xiàn)不同。本節(jié)研究了不同發(fā)射順序時的“水錘”效應，主要分析順序和逆序發(fā)射情況下首、次發(fā)筒的壓力時間和空間分布情況。其中逆序發(fā)射是指沿水平來流的方向，位于下游的航行體率先發(fā)射出筒，其上游航行體以固定時間間隔依次發(fā)射。圖16給出了逆序發(fā)射示意圖。

圖16 逆序發(fā)射示意圖Fig.16 Schematic diagram of reverse order launch

5.1 流場特性分析

圖17給出了逆序發(fā)射工況下首、次發(fā)航行體尾部完全出筒后的壓力云圖與空泡形態(tài)圖。時間零點分別為首、次發(fā)航行體尾部完全出筒時刻。由圖17可以發(fā)現(xiàn)，與順序發(fā)射時不同，逆序發(fā)射次發(fā)航行體出筒后，其尾部氣團在水平來流的作用下向上卷起的同時朝首發(fā)筒口偏移。次發(fā)航行體出筒0.45 s時(圖17(b)Ⅴ)，外部流體開始涌入次發(fā)筒，并在筒口下游位置造成局部高壓。相比于順序發(fā)射，流體涌入次發(fā)筒的時間較為延后。次發(fā)航行體出筒0.65 s時(圖17(b) Ⅶ)，于首發(fā)筒產(chǎn)生第三個幅值較大的壓力峰值。

(a)首發(fā)航行體出筒

(b)次發(fā)航行體出筒圖17 逆序發(fā)射過程流場壓力云圖與空泡形態(tài)圖Fig.17 Pressure nephogram and cavity morphology of flow field in reverse order launching process

5.2 發(fā)射筒內(nèi)壓力波動分析

圖18給出了逆序發(fā)射工況下首、次發(fā)筒內(nèi)壓力變化曲線，并與順序發(fā)射工況對比。由圖18(a)可以發(fā)現(xiàn)，在t=1.2 s內(nèi)，不同發(fā)射順序下首發(fā)筒內(nèi)壓力具有相似的變化趨勢和振蕩峰值。此后，順序發(fā)射首發(fā)筒內(nèi)壓力振蕩發(fā)生較大程度的衰減，而逆序發(fā)射筒內(nèi)產(chǎn)生第3個周期的壓力振蕩。結(jié)合圖19速度矢量圖可以發(fā)現(xiàn)，由于橫向來流的作用，次發(fā)筒口氣團偏移至首發(fā)筒，造成第3個周期的壓力振蕩。

由圖18(b)可以發(fā)現(xiàn)，兩種發(fā)射順序下次發(fā)筒內(nèi)第一個壓力峰值出現(xiàn)的時間相近、大小相似。隨后逆序發(fā)射工況次發(fā)筒內(nèi)壓力逐漸降低，t=0.6 s時壓力降低至谷值，而順序發(fā)射次發(fā)筒內(nèi)壓力并未出現(xiàn)明顯的谷值，這是由于次發(fā)筒口高壓區(qū)的影響(圖9(b) Ⅲ)，導致次發(fā)筒內(nèi)的壓力振蕩受到抑制。

(a)首發(fā)筒

(b)次發(fā)筒圖18 發(fā)射筒不同位置處壓力曲線對比Fig.18 Comparison of pressure at different positions of launching cylinder

圖19 次發(fā)航行體出筒0.55 s速度矢量圖Fig.19 Velocity vector diagram of the secondary sailing body after launching 0.55 s

6 結(jié)論

本文基于重疊網(wǎng)格技術，針對水下航行體齊射出筒過程的“水錘”特性開展數(shù)值模擬研究，分析了齊射狀態(tài)下“水錘”效應對首、次發(fā)射筒內(nèi)壓力振蕩的影響規(guī)律，并研究不同發(fā)射順序下水錘效應的變化情況，得到以下結(jié)論：

1)航行體尾部完全出筒后，筒內(nèi)高壓氣體向筒外擴張，形成筒口氣團，筒內(nèi)壓力降低。氣團在外部流體擠壓作用下體積收縮，壓力增高。氣團拉斷瞬間產(chǎn)生回射流，導致外部流體開始涌入發(fā)射筒，與筒內(nèi)氣體發(fā)生強烈的相互作用，壓縮筒內(nèi)氣體導致壓力持續(xù)升高，即為首個振蕩周期。此后在慣性作用下往復振蕩。

2)次發(fā)航行體出筒對首發(fā)筒內(nèi)壓力的影響在于：次發(fā)航行體出筒后，其筒口氣團膨脹擠壓首發(fā)筒口附近流體，導致首發(fā)筒內(nèi)壓力升高產(chǎn)生第2個壓力峰值；首發(fā)航行體對次發(fā)筒的影響主要集中于筒口，首發(fā)航行體出筒后，在次發(fā)筒口形成壓力峰值，并引起次發(fā)筒口壓力振蕩。

3)發(fā)射順序?qū)Α八N”特性的影響在于，逆序發(fā)射工況下次發(fā)筒口氣團由于水平來流作用偏移至首發(fā)筒，使首發(fā)筒內(nèi)產(chǎn)生第3個周期的壓力振蕩。