水下貼壁發(fā)射膛口動(dòng)態(tài)過(guò)程仿真

李超暢,嚴(yán) 平

(海軍工程大學(xué) 兵器工程學(xué)院,武漢 430033)

0 引言

隨著超空泡武器及相關(guān)理論的不斷發(fā)展,水下槍發(fā)射超空泡射彈進(jìn)行水下攻防作戰(zhàn)具有較好的應(yīng)用前景,相關(guān)研究[1-3]表明:超空泡射彈的水下運(yùn)動(dòng)穩(wěn)定性對(duì)膛口初始運(yùn)動(dòng)參數(shù)極為敏感。因此,水下槍(炮)的膛口動(dòng)態(tài)過(guò)程具有重要研究?jī)r(jià)值。

近年來(lái),較多學(xué)者針對(duì)水下膛口動(dòng)態(tài)過(guò)程進(jìn)行了研究,針對(duì)水下膛口壓力場(chǎng)的演化規(guī)律,張京輝等[4]對(duì)彈道槍水下全淹沒(méi)發(fā)射不同水深時(shí)的膛口流場(chǎng)典型波系結(jié)構(gòu)進(jìn)行了研究,結(jié)果表明膛口流場(chǎng)典型波系結(jié)構(gòu)形成的時(shí)間隨水深的增大而變長(zhǎng)。蔡濤[5]對(duì)30 mm口徑火炮全淹沒(méi)式發(fā)射過(guò)程進(jìn)行了數(shù)值模擬,研究結(jié)果表明:彈丸出膛口前,膛口附近會(huì)產(chǎn)生肺狀超空泡,壓力波主要表現(xiàn)為水柱沖擊波,彈丸出炮口后,主要壓力波由水柱沖擊波轉(zhuǎn)換為彈前激波。張旋[6]對(duì)機(jī)槍水下發(fā)射槍口燃?xì)鈬娚鋲毫?duì)膛口流場(chǎng)分布特性的影響進(jìn)行了仿真,得到了燃?xì)鈬娚鋲毫υ?0～60 MPa時(shí),燃?xì)鈬娚鋲毫υ酱髲椡柙皆缑撾x火藥燃?xì)獾陌鼑?/p>

針對(duì)非對(duì)稱(chēng)膛口流場(chǎng)的演化規(guī)律,劉康等[7]研究了不同斜切角度膛口裝置產(chǎn)生的非對(duì)稱(chēng)流場(chǎng),發(fā)現(xiàn)流場(chǎng)中的彈體兩側(cè)存在壓力差,激波壓力作用在斜切角度膛口裝置上可以起到抑制膛口跳動(dòng)的作用。郭則慶等[8]對(duì)內(nèi)埋式航炮的膛口流場(chǎng)進(jìn)行了數(shù)值模擬實(shí)驗(yàn),結(jié)果表明:在不同的來(lái)流馬赫數(shù)條件下,非對(duì)稱(chēng)膛口流場(chǎng)中的兩側(cè)機(jī)翼表面壓力分布規(guī)律不同,且沖擊波強(qiáng)度與來(lái)流馬赫數(shù)有關(guān)。

針對(duì)射彈與膛口流場(chǎng)之間的互相作用關(guān)系,Schmidt[9]通過(guò)誘發(fā)非對(duì)稱(chēng)膛口燃?xì)饬鲌?chǎng),估算了由非對(duì)稱(chēng)氣動(dòng)載荷引起的彈丸線速度,計(jì)算了由于角速度和線速度引起的射彈運(yùn)動(dòng)狀態(tài)變化,計(jì)算結(jié)果和測(cè)量值較為吻合。Dayan等[10]對(duì)非定常膛口流場(chǎng)進(jìn)行了仿真,計(jì)算了包含射彈在內(nèi)的膛口流場(chǎng)演化過(guò)程,對(duì)初始沖擊波和馬赫盤(pán)等膛口流場(chǎng)主要特征進(jìn)行了研究,仿真計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)陰影圖結(jié)果之間存在較好的一致性。

針對(duì)復(fù)雜膛口流場(chǎng)的仿真計(jì)算方法,Crowley等[11]研究了非結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格在仿真計(jì)算中的使用,并與結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格的計(jì)算結(jié)果進(jìn)行對(duì)比。研究結(jié)果表明:與結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格相比,基于非結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格的程序計(jì)算運(yùn)行時(shí)間相對(duì)較快,對(duì)于非常復(fù)雜的模型更有利于計(jì)算。

綜上所述,水下非對(duì)稱(chēng)膛口流場(chǎng)與射彈的運(yùn)動(dòng)狀態(tài)密切相關(guān),水下發(fā)射的膛口動(dòng)態(tài)過(guò)程對(duì)射彈的運(yùn)動(dòng)穩(wěn)定性至關(guān)重要。本研究針對(duì)14.5 mm水下槍在貼壁發(fā)射時(shí)的典型非對(duì)稱(chēng)膛口動(dòng)態(tài)過(guò)程進(jìn)行二維平面仿真,以揭示不同貼壁距離條件下水下非對(duì)稱(chēng)膛口流場(chǎng)的演化過(guò)程及射彈運(yùn)動(dòng)規(guī)律。

1 計(jì)算模型

1.1 計(jì)算方法

數(shù)值計(jì)算采用VOF(volume of fluid)多項(xiàng)流模型,湍流模型采用標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型,利用PRESTO!方法對(duì)壓力項(xiàng)離散,采用壓力隱式算子分裂算法(PISO)耦合壓力和速度,動(dòng)量和能量的離散采用二階迎風(fēng)格式,計(jì)算時(shí)間步長(zhǎng)0.5 μs。

1.2 基本假設(shè)

由于水下膛口流場(chǎng)的演化過(guò)程十分復(fù)雜,為了能夠?qū)ζ溥M(jìn)行有效的數(shù)值模擬,對(duì)計(jì)算模型進(jìn)行了如下假設(shè):

1) 不考慮火藥燃燒過(guò)程產(chǎn)生的壓力變化。

2) 將火藥燃?xì)庖暈榭蓧嚎s理想氣體,滿足理想氣體狀態(tài)方程,忽略膛口燃?xì)舛嘟M分化學(xué)反應(yīng)的影響。

3) 彈丸在膛內(nèi)沿X軸方向做正向平移運(yùn)動(dòng),出膛之后不考慮重力影響,在XOY平面受環(huán)境壓力作用自由運(yùn)動(dòng)。

4) 將水看作不可壓流體,參考密度取998.2 kg/m3。

5) 膛口及射彈周?chē)捎肧chnerr-Sauer空化模型。

1.3 控制方程

按照上述計(jì)算方法和基本假設(shè)建立方程:

1) 連續(xù)性方程:

式中:下標(biāo)q=1,2,3分別代表燃?xì)庀?、液相和水蒸氣?ρq為對(duì)應(yīng)項(xiàng)的密度;α1、α2、α3為對(duì)應(yīng)的體積分?jǐn)?shù),且α1+α2+α3=1;vq為流體速度;Sm為單位體積內(nèi)氣液兩相的質(zhì)量流量。

2) 動(dòng)量方程:

-αqdivpq+div(μgridvq)+Sp

式中:ρ為混合物相密度;Pq為對(duì)應(yīng)項(xiàng)的壓力;Sp為汽液兩相間質(zhì)量輸運(yùn)引起的動(dòng)量變化。

3) 能量方程[12]:

式中:E為平均能量;P為混合相壓力;T為平均溫度;keff為有效熱傳導(dǎo)率;Se為能量方程源項(xiàng),即空化引起的流場(chǎng)能量的改變,其大小等于氣液之間質(zhì)量交換量與汽化潛熱的乘積。

4) 理想氣體氣體狀態(tài)方程:

pv=nRT

式中:R=8.314 J/(mol·K),為理想氣體常數(shù)。

5)k-ε湍流方程:

6) Schnerr-Sauer空化模型:

式中:Γe和Γc分別為氣泡生長(zhǎng)和潰滅時(shí)質(zhì)量傳遞源項(xiàng);αv為空泡的體積分?jǐn)?shù);c為單位體積內(nèi)的氣泡數(shù);ρv和ρ1分別為汽相和液相的密度;ρ為混合相的密度;pv為蒸汽分壓力;Rb為氣泡的半徑。

2 網(wǎng)格無(wú)關(guān)性及計(jì)算模型驗(yàn)證

2.1 物理模型

針對(duì)貼壁距離分別為d=30 mm、d=50 mm、d=70 mm、d=100 mm四種工況展開(kāi)研究,以貼壁距離d=30 mm的工況為例,剛壁面到射彈表面軌跡線的距離為30 mm,射彈在膛內(nèi)沿X軸正向運(yùn)動(dòng),計(jì)算模型如圖1,其他工況類(lèi)似。

圖1 貼壁30 mm模型局部放大示意圖Fig.1 Partial enlarged schematic diagram of the 30 mm model near the wall

圖2為貼壁距離d=30 mm計(jì)算模型網(wǎng)格,計(jì)算域分為高壓燃?xì)夂蛷椙八?個(gè)區(qū)域,對(duì)彈丸周?chē)W(wǎng)格進(jìn)行加密,槍管內(nèi)徑14.5 mm,槍管厚度15 mm。計(jì)算域長(zhǎng)2 300 mm,寬444.5 mm。計(jì)算域網(wǎng)格數(shù)量N=30萬(wàn),最小尺寸為0.2 mm,采用全局三角形法進(jìn)行網(wǎng)格劃分。不同貼壁距離工況的計(jì)算域大小、形狀以及網(wǎng)格數(shù)量略有差異,但網(wǎng)格質(zhì)量、尺寸和劃分方法與d=30 mm模型一致。

圖2 貼壁30 mm模型網(wǎng)格示意圖Fig.2 Schematic diagram of 30 mm model grid near the wall

計(jì)算模型采用網(wǎng)格光順(Smoothing)和網(wǎng)格重構(gòu)(Remeshing)動(dòng)網(wǎng)格技術(shù)來(lái)實(shí)現(xiàn)彈丸的運(yùn)動(dòng),網(wǎng)格重新劃分標(biāo)準(zhǔn)為: 0.2 mm≤l≤4 mm(l為網(wǎng)格長(zhǎng)度),當(dāng)射彈運(yùn)動(dòng)時(shí),彈體周?chē)W(wǎng)格被拉伸超過(guò)最大網(wǎng)格長(zhǎng)度時(shí),會(huì)分裂成2個(gè)網(wǎng)格,同理,當(dāng)靠近彈頭的網(wǎng)格長(zhǎng)度被壓縮至0.2 mm時(shí),該網(wǎng)格會(huì)與相鄰的網(wǎng)格合并。

2.2 初始條件和邊界條件

模型中的槍管、彈丸邊界均為剛壁面,射彈運(yùn)動(dòng)為沿X軸正向的剛體運(yùn)動(dòng),彈前水域外邊界為壓力出口,彈后高壓燃?xì)鈪^(qū)域?yàn)槔硐霘怏w,初始?jí)毫χ等?00 MPa,彈前水域?yàn)椴豢蓧嚎s水介質(zhì),水深1 m,初始?jí)毫?11 325 Pa,初始溫度293 K。

2.3 網(wǎng)格無(wú)關(guān)性驗(yàn)證

為避免網(wǎng)格質(zhì)量對(duì)計(jì)算結(jié)果產(chǎn)生較大影響,分別采用不同網(wǎng)格數(shù)進(jìn)行試算[13],選擇工況為貼壁距離d=50 mm,t=2.4 ms時(shí)刻膛口中心軸向速度分布作為網(wǎng)格無(wú)關(guān)性驗(yàn)證的特征參數(shù)。無(wú)關(guān)性驗(yàn)證結(jié)果如圖3所示。相對(duì)于40萬(wàn)網(wǎng)格數(shù)的計(jì)算結(jié)果,30萬(wàn)網(wǎng)格數(shù)的最大相對(duì)誤差僅為1.14%,而20萬(wàn)網(wǎng)格數(shù)的最大相對(duì)誤差達(dá)到2.65%。綜合考慮計(jì)算效率和計(jì)算精度,選擇網(wǎng)格數(shù)為30萬(wàn)的網(wǎng)格進(jìn)行仿真計(jì)算。

圖3 不同網(wǎng)格數(shù)計(jì)算時(shí)彈底軸向壓力分布曲線Fig.3 Axial pressure distribution curve at the bottom of the bomb under different mesh numbers

2.4 模型驗(yàn)證

基于以上模型及假設(shè),采用VOF多相流模型,標(biāo)準(zhǔn)k-ε湍流模型,利用PRESTO!方法對(duì)壓力項(xiàng)離散,結(jié)合網(wǎng)格光順(Smoothing)和網(wǎng)格重構(gòu)(Remeshing)動(dòng)網(wǎng)格技術(shù)對(duì)膛口流場(chǎng)和彈丸運(yùn)動(dòng)過(guò)程進(jìn)行仿真計(jì)算。

為驗(yàn)證計(jì)算模型的合理性,對(duì)文獻(xiàn)[14]中燃?xì)庠趫A柱形充液室內(nèi)噴射實(shí)驗(yàn)進(jìn)行模擬,噴口直徑為2 mm,燃?xì)馍淞鞯某跏級(jí)毫?0 MPa。將試驗(yàn)數(shù)據(jù)同仿真計(jì)算結(jié)果進(jìn)行對(duì)比,如圖4所示,計(jì)算值與實(shí)驗(yàn)值吻合較好,最大相對(duì)誤差為3.9%,初步說(shuō)明了計(jì)算方法的有效性。

圖4 燃?xì)馍淞鲾U(kuò)展速度與時(shí)間的關(guān)系曲線Fig.4 Comparison diagram of axial displacement of jet head with time

另外,將建立模型的仿真計(jì)算結(jié)果和文獻(xiàn)[15-16]中使用Matlab軟件對(duì)各種口徑的水下全淹沒(méi)式發(fā)射的計(jì)算數(shù)據(jù)進(jìn)行對(duì)比,如表1(口徑14.5 mm為本文計(jì)算結(jié)果)。

表1 文獻(xiàn)數(shù)據(jù)和本文計(jì)算結(jié)果對(duì)比Table 1 Comparison of literature data and calculation results in this paper

結(jié)果表明:14.5 mm水下槍全淹沒(méi)式發(fā)射過(guò)程的仿真計(jì)算結(jié)果和相關(guān)文獻(xiàn)的數(shù)據(jù)較為一致,一定程度上說(shuō)明了計(jì)算模型的合理性。

圖5為仿真計(jì)算得到射彈空化過(guò)程局部密度云圖與高速攝影捕捉的試驗(yàn)照片對(duì)比圖。

圖5 仿真結(jié)果與試驗(yàn)照片局部對(duì)比圖Fig.5 Partial comparison of simulation results and test photos

由圖5可知通過(guò)仿真得到的超空泡形態(tài)與試驗(yàn)照片較為吻合,進(jìn)一步證明了計(jì)算模型較為合理。

3 結(jié)果分析

3.1 壁面約束對(duì)初始流場(chǎng)的影響

為探究水下槍在貼壁約束狀態(tài)下進(jìn)行全淹沒(méi)式發(fā)射的膛口流場(chǎng)變化規(guī)律,針對(duì)14.5 mm口徑彈道槍在貼壁距離分別為d=30 mm、d=50 mm、d=70 mm、d=100 mm共4中工況下的全淹沒(méi)式發(fā)射膛口流場(chǎng)演化過(guò)程進(jìn)行了仿真計(jì)算和對(duì)比分析。

由圖6可以看出,射彈膛內(nèi)運(yùn)動(dòng)時(shí),射彈后面的燃?xì)獯嬖诿黠@的速度梯度,距離彈底越近,速度越高,越靠近膛底,速度越低,體現(xiàn)了射彈膛內(nèi)運(yùn)動(dòng)時(shí)的燃?xì)鈹U(kuò)展規(guī)律。在不同貼壁工況下,彈后高壓氣體推動(dòng)射彈加速運(yùn)動(dòng),射彈推動(dòng)彈前水柱成為水射流從槍管?chē)姵?在軸向、徑向擴(kuò)展形成膛口初始流場(chǎng)。各工況下的水柱射流在出槍口時(shí)均出現(xiàn)了卷吸回流現(xiàn)象,分析認(rèn)為這是由于水射流與前方靜止水域相互作用產(chǎn)生阻力,導(dǎo)致了水射流的徑向擴(kuò)散,另一方面,由于水射流的流速較高,膛口的水射流兩側(cè)形成了低壓區(qū),壓力差導(dǎo)致周?chē)餍纬苫亓鳌?/p>

圖6 各貼壁工況的不同時(shí)刻速度云圖Fig.6 Velocity contours at different times for various near-wall working conditions

在貼壁距離d=30 mm工況下,由于壁面的約束作用,水射流和壁面之間的速度梯度大,較大的剪切力使得水射流噴出槍口后整體上呈發(fā)散狀態(tài);在d=50 mm工況下,靠近剛壁面一側(cè)的流動(dòng)受到剪切力影響有所減弱,水射流出槍口后發(fā)散效果有所改善,在d=70 mm工況下,靠近剛壁面一側(cè)水射流受剪切力的影響明顯減弱,水射流出槍口后可以形成細(xì)長(zhǎng)水柱,水射流發(fā)散情況大大改善;在d=100 mm工況下,水射流擴(kuò)散幾乎不受剛壁面影響,膛口初始流場(chǎng)形狀基本對(duì)稱(chēng),槍口水射流可以形成細(xì)長(zhǎng)水柱,除射流頭部以外幾乎不發(fā)散。通過(guò)對(duì)比可以發(fā)現(xiàn):貼壁距離越大,水射流擴(kuò)散受剛壁面的約束效果越弱,彈前水射流越容易形成細(xì)長(zhǎng)水柱,初始流場(chǎng)形態(tài)也越趨向于對(duì)稱(chēng)。

圖7為t=1.3 ms時(shí)刻各種貼壁工況下的膛口初始流場(chǎng)相圖?？梢钥闯?在各種工況下,槍口附近都出現(xiàn)不同程度的空化現(xiàn)象,形成了文獻(xiàn)[3]中提到的雙肺狀超空泡。計(jì)算結(jié)果表明:當(dāng)水射流在槍口的噴射速度達(dá)到250 m/s時(shí),膛口水射流兩側(cè)開(kāi)始出現(xiàn)空化,隨著水射流速度進(jìn)一步增加,空腔不斷擴(kuò)展形成雙肺狀空化區(qū)域。由于壁面的存在,貼壁約束對(duì)空化效果產(chǎn)生了一定的抑制作用,當(dāng)槍口貼壁越近,貼壁一側(cè)越難形成空化,無(wú)壁面約束一側(cè)空化效果較好。

圖7 不同貼壁工況的相圖(t=1.3 ms)Fig.7 Phase diagrams for different near-wall conditions(t=1.3 ms)

如圖7(a)、圖7(b)所示:在貼壁距離d=30 mm和d=50 mm工況下,剛壁面約束一側(cè)無(wú)法形成完整的水蒸氣相,主要是汽液混合區(qū),且區(qū)域形態(tài)呈扁平狀,初始流場(chǎng)不對(duì)稱(chēng)。當(dāng)貼壁距離增大到d=70 mm時(shí),貼壁一側(cè)開(kāi)始出現(xiàn)完整的水蒸氣相,說(shuō)明隨著貼壁距離增大,壁面對(duì)膛口空化的抑制作用逐漸減弱,當(dāng)貼壁距離增大到d=100 mm時(shí),剛壁面對(duì)空化效果的抑制作用基本消失,貼壁一側(cè)也能形成完整的水蒸汽相。

3.2 壁面約束對(duì)燃?xì)饬鲌?chǎng)的影響

針對(duì)14.5 mm水下槍全淹沒(méi)式發(fā)射的彈后高壓燃?xì)鈹U(kuò)散過(guò)程進(jìn)行仿真計(jì)算。圖8為貼壁100 mm工況水下全淹沒(méi)式發(fā)射t=2.4 ms時(shí)的膛口流場(chǎng)密度云圖,可見(jiàn)射彈已經(jīng)脫離燃?xì)獍鼑?射彈高速運(yùn)動(dòng)時(shí)周?chē)鷫毫档彤a(chǎn)生超空泡,超空泡尾部閉合時(shí)呈現(xiàn)明顯的紊流特征。

圖8 貼壁100 mm膛口流場(chǎng)密度云圖Fig.8 Density cloud map of flow field near wall 100 mm muzzle

彈后高壓燃?xì)鈹U(kuò)展形成泰勒空腔,為研究不同貼壁工況對(duì)泰勒空腔擴(kuò)展的影響,對(duì)各工況下高壓燃?xì)庠赬(軸向)、Y(徑向)方向上的擴(kuò)展距離進(jìn)行計(jì)算(t=1.7～ 4.0 ms),結(jié)果如圖9、圖10所示。

圖9 泰勒空腔在X方向的邊界隨時(shí)間變化曲線Fig.9 Time-dependent curve of the boundary of the Taylor cavity in the X direction

圖10 泰勒空腔Y方向的邊界隨時(shí)間變化曲線Fig.10 Time-dependent curve of the boundary in the Y direction of the Taylor cavity

結(jié)果表明:壁面約束對(duì)泰勒空腔邊界在軸向的擴(kuò)展影響微弱,而在徑向擴(kuò)展上影響較大;射彈在t=1.65 ms時(shí)脫離槍口,彈后氣體迅速膨脹形成泰勒空腔,在1.65 ms

以貼壁50 mm工況為例,對(duì)射彈出槍口后的膛口沖擊波進(jìn)行分析;圖11為射彈出膛口過(guò)程的壓力云圖。

圖11 貼壁50 mm工況燃?xì)鈹U(kuò)展壓力云圖Fig.11 Gas expansion pressure cloud map near the wall at 50 mm working condition

由圖11可以看出,射彈在出膛口過(guò)程中形成了多層、相交的復(fù)雜沖擊波系,在剛壁面的影響下,各種激波在壁面進(jìn)行反射,導(dǎo)致了射彈周?chē)沫h(huán)境壓力的不對(duì)稱(chēng)。在圖11(a)中指明了在貼壁工況下,射彈出膛時(shí)產(chǎn)生的3種主要激波:最外側(cè)是彈頂空化器沖擊水介質(zhì)形成的彈前沖擊波1,壓力值最大為32.7 MPa;靠近彈頭部的是剛壁面對(duì)彈前沖擊波約束產(chǎn)生的反射沖擊波2,在彈前沖擊波1和反射沖擊波2部分疊加區(qū)域,最大壓力值達(dá)到41.5 MPa;靠近槍口的是彈底高壓燃?xì)鈹U(kuò)散形成的火藥燃?xì)鉀_擊波3,靠近膛口中心處的火藥燃?xì)鉀_擊波與彈底和水介質(zhì)相互作用,在振蕩過(guò)程中產(chǎn)生了馬赫盤(pán),最大壓力達(dá)到85.6 MPa,隨著彈丸逐漸遠(yuǎn)離膛口,馬赫盤(pán)處的壓力峰值逐漸減小,火藥燃?xì)鉀_擊波也呈現(xiàn)出下降趨勢(shì)。

由于膛口沖擊波在壁面處被反射,造成了射彈上下兩側(cè)不對(duì)稱(chēng)的壓力環(huán)境,產(chǎn)生的壓力差會(huì)對(duì)射彈運(yùn)動(dòng)狀態(tài)產(chǎn)生影響[17]。為分析射彈在非對(duì)稱(chēng)壓力場(chǎng)中的運(yùn)動(dòng)規(guī)律,對(duì)各種近壁面工況的射彈上下兩側(cè)壓力分布進(jìn)行監(jiān)測(cè),計(jì)算環(huán)境壓力在l1、l2上的分布,圖12為射彈上下兩側(cè)壓力監(jiān)測(cè)模型。

圖12 壓力監(jiān)測(cè)模型Fig.12 Pressure monitoring model

圖13為近壁面d=30 mm工況,t=1.7 ms時(shí)刻,射彈上下兩側(cè)壓力沿l1、l2的分布曲線。

圖13 射彈上下兩側(cè)壓力分布圖Fig.13 Pressure distribution on the upper and lower sides of the projectile

由圖13可知,剛壁面對(duì)彈前沖擊波的反射使射彈兩側(cè)環(huán)境壓力有較大差異,射彈頭部的近壁面一側(cè)由于受到反射沖擊波的影響,其最大壓力遠(yuǎn)大于無(wú)約束一側(cè);在t=1.7 ms時(shí)射彈兩側(cè)的最大壓力差達(dá)到118.4 MPa,不同近壁面工況的射彈上下兩側(cè)最大壓力差隨時(shí)間變化的計(jì)算結(jié)果如圖14所示(t=1.7～4.7 ms)。

圖14 射彈兩側(cè)最大壓力差隨時(shí)間變化圖Fig.14 Graph of pressure difference over time

由圖14可知:貼壁距離越近,反射壓力波在射彈上下表面造成的壓力差越大。為分析壓力差大小對(duì)射彈運(yùn)動(dòng)軌跡的影響,監(jiān)測(cè)了射彈質(zhì)心的坐標(biāo)變化。圖15為不同貼壁工況下的射彈質(zhì)心縱坐標(biāo)隨時(shí)間變化過(guò)程(t=1.7～5.0 ms)。

圖15 不同貼壁工況射彈質(zhì)心縱向位移變化曲線Fig.15 Variation curve of longitudinal displacement of projectile under different near-wall working conditions

由圖15可以看出,水下貼壁發(fā)射時(shí),射彈質(zhì)心的徑向位移都偏向無(wú)壁面約束一側(cè),且射彈質(zhì)心的徑向偏移距離都隨時(shí)間的延長(zhǎng)而增大;貼壁距離越小,射彈質(zhì)心的徑向偏移距離越大;在d=30、50、70 mm三種工況下,射彈質(zhì)心的徑向偏移速率均隨時(shí)間逐漸增大,表明射彈上下表面的壓力差一直存在,從而造成了射彈質(zhì)心的徑向加速運(yùn)動(dòng)。同時(shí),貼壁距離越大,射彈質(zhì)心的徑向位移速率越小,表明壁面對(duì)射彈質(zhì)心徑向運(yùn)動(dòng)的影響力隨貼壁距離的增大逐漸減小,當(dāng)貼壁距離增大到d=100 mm時(shí),射彈質(zhì)心在徑向的位移變化會(huì)逐漸趨于穩(wěn)定,表明壁面對(duì)射彈質(zhì)心徑向運(yùn)動(dòng)的影響基本消失。

4 結(jié)論

本文針對(duì)14.5 mm水下槍全淹沒(méi)式發(fā)射時(shí),不同貼壁距離對(duì)膛口流場(chǎng)演化規(guī)律以及射彈運(yùn)動(dòng)狀態(tài)的影響進(jìn)行仿真計(jì)算,主要得到以下結(jié)論:

1) 壁面對(duì)膛口初始流場(chǎng)有約束作用,貼壁距離越小,彈前水射流擴(kuò)散受剛壁面的約束效果越強(qiáng),且膛口空化效果越差;當(dāng)貼壁距離增大到d=100 mm時(shí),壁面對(duì)彈前水射流的約束基本消失。

2) 不同工況下,泰勒空腔的軸向擴(kuò)展沒(méi)有明顯差異,泰勒空腔邊界在徑向的擴(kuò)展速率都出現(xiàn)先增大后減小的趨勢(shì),空腔邊界位移隨貼壁距離的減小而增大,在同一時(shí)刻,貼壁距離越近,泰勒空腔邊界在徑向的位移越遠(yuǎn)。

3) 射彈質(zhì)心的徑向偏移距離隨貼壁距離的減小而增大,在d=30、50、70 mm時(shí),射彈的徑向偏移速率均隨時(shí)間逐漸增大,且貼壁距離越小,射彈質(zhì)心的徑向位移速率越大;當(dāng)d=100 mm時(shí),壁面對(duì)射彈質(zhì)心徑向運(yùn)動(dòng)的影響逐漸消失。