周良梁, 余永剛, 曹永杰

(1. 南京理工大學(xué)能源與動力工程學(xué)院， 江蘇 南京 210094; 2. 西北機電工程研究所， 陜西 咸陽 7120991)

1 引 言

常規(guī)水下槍炮發(fā)射通常采用淹沒式發(fā)射或密封式發(fā)射。淹沒式直接將發(fā)射管淹沒在水中，發(fā)射結(jié)構(gòu)簡單，但發(fā)射過程中為抑制過高膛壓的出現(xiàn)，通常發(fā)射初速較低[1-2]。而密封式發(fā)射通過管口密封，將發(fā)射管內(nèi)部與液體工質(zhì)隔絕，使得發(fā)射時管內(nèi)處于氣體環(huán)境中，能夠獲得較高的發(fā)射初速[3]，但該種發(fā)射系統(tǒng)結(jié)構(gòu)較為復(fù)雜。氣幕式發(fā)射作為一種新型的導(dǎo)彈水下發(fā)射方式，可以通過簡單的內(nèi)部結(jié)構(gòu)，利用發(fā)動機產(chǎn)生的廢氣在發(fā)射管外部為導(dǎo)彈創(chuàng)造一條氣體通道，減小發(fā)射過程中附加質(zhì)量與阻力[4]。

對于氣幕式發(fā)射過程，Yagla等人[5]通過實驗和數(shù)值模擬獲得了水下氣幕形態(tài)，并對燃?xì)馍淞髋c液體作用界面穩(wěn)定性特征進(jìn)行了分析。曹嘉怡[6]對氣幕式發(fā)射彈體出筒過程進(jìn)行模擬，獲得了燃?xì)膺吔缫约皟?nèi)部流場隨時間變化特性。王亞東[7]等人采用可壓縮氣體模型，對氣幕式發(fā)射過程中氣體彈性對彈體運動的影響進(jìn)行了數(shù)值分析。目前國內(nèi)外有關(guān)水下氣幕式發(fā)射的研究主要集中在導(dǎo)彈水下發(fā)射領(lǐng)域，通過實驗研究與數(shù)值分析，獲得導(dǎo)彈水下氣幕式發(fā)射過程流場特性，但尚未見到有關(guān)火炮水下氣幕式發(fā)射的研究報道。

火炮水下氣幕式發(fā)射通過多股燃?xì)馍淞魉聟R聚生成氣幕，有關(guān)氣體射流與水相互作用問題相關(guān)學(xué)者已進(jìn)行了一些研究。Dai[8]對水下超聲速氣流流動特性進(jìn)行了實驗觀測。施紅輝等[9]對超音速射流脹鼓和回?fù)籼匦赃M(jìn)行了實驗研究，結(jié)果表明脹鼓頻率越大，回?fù)纛l率越大。齊麗婷等[10]通過實驗與數(shù)值分析對燃?xì)馍淞髟谝后w中擴展的二維問題進(jìn)行了研究。曹嘉怡等[11]研究分析了水下超聲速噴管燃?xì)馍淞鲃恿W(xué)特性。莽珊珊[12]通過實驗，觀測了單股高溫燃?xì)馍淞髟诔錆M液體的圓柱形及漸擴型容器中擴展形態(tài)。Weiland等[13]研究了圓形射流入水過程中氣液邊界動力學(xué)特性與氣液作用穩(wěn)定性的關(guān)系。Yu[14]對雙股射流在二維平面觀察室中摻混過程進(jìn)行了探討。Xue[15]研究了雙股射流在圓柱形充液室中摻混過程，并分析了結(jié)構(gòu)參數(shù)變化對射流發(fā)展的影響。Graaf等[16]對4股射流入水后四股射流湍流匯聚過程動力學(xué)特性進(jìn)行了分析。目前，對氣體射流與水相互作用的研究主要側(cè)重于流場特性及射流匯聚過程，尚未涉及多股氣體射流生成管內(nèi)氣幕的研究。

基于氣幕式發(fā)射原理，本研究擬采用多股燃?xì)馍淞髟诠軆?nèi)生成氣幕，為水下火炮彈丸發(fā)射提供氣體通道。為了解多股燃?xì)馍淞髟谏砉軆?nèi)生成氣幕過程，設(shè)計了多股燃?xì)馍淞髋潘M試驗裝置，針對實驗結(jié)果采用數(shù)值模擬，分析噴射結(jié)構(gòu)對氣幕生成過程的影響。

2 數(shù)學(xué)物理模型

2.1 物理模型

針對高溫高壓燃?xì)馍淞髟谝后w工質(zhì)中擴展特性，對多股燃?xì)馍淞鲾U展過程進(jìn)行如下簡化處理： (1)燃?xì)鉃槔硐肟蓧簹怏w，燃?xì)馍淞鬟M(jìn)入觀察室后不再發(fā)生化學(xué)反應(yīng)，噴射過程中燃?xì)饨M分保持不變; (2)采用k-ε模型模擬流場中氣液湍流作用; (3)考慮到高溫燃?xì)馀c液體作用時間短暫(小于10 ms)，可忽略液體工質(zhì)的汽化的影響; (4)物性參數(shù)取平均值。

2.2 數(shù)學(xué)模型

根據(jù)物理模型，采用Navies-Stokes方程組[17]、氣體狀態(tài)方程[17]與k-ε湍流方程組[18]，建立多股燃?xì)馍淞魉聰U展的三維非穩(wěn)態(tài)計算模型。

(1)連續(xù)性方程：

(1)

式中,ρ為總密度，kg·m-3;v為速度矢量，m·s-1;S為質(zhì)量源項，kg·m-3·s-1，由于射流發(fā)展過程中不考慮化學(xué)反應(yīng)與液體蒸發(fā)，因此S=0; 為捕捉氣液相互界面，采用VOF模型[17]計算氣液組分，燃?xì)饨M分連續(xù)性方程：

(2)

式中,α1為氣體的體積分?jǐn)?shù)，作為計算主項，水的體積分?jǐn)?shù)α2=1-α1。

(2)動量方程：

(3)

式中,p為壓力，Pa;g為重力矢量，m·s-2。

(3)能量方程：

(4)

式中,Ei為第i相流體總能，J;keff為混合物有效傳熱系數(shù)，W·m-2·K-1;keff=k1α1+k2α2，式中k1為氣相傳熱系數(shù)，W·m-2·K-1;k2為液相傳熱系數(shù)，W·m-2·K-1;T為溫度，K。

(4)氣體狀態(tài)方程：

p=ρ1RgT

(5)

式中,Rg為氣相組份所對應(yīng)的氣體常數(shù)，J·mol-1·K-1，計算過程入口溫度取為燃?xì)鉁囟绕骄礣=2000 K。

(5)k-ε湍流方程

(6)

(7)

式中，μt為湍動粘度系數(shù)，Pa·s;Gk、Gb、YM分別為速度梯度、浮力以及脈動引起的湍流動能，單位均為J;C1ε=1.44、C2ε=1.92、C3ε=0.09為經(jīng)驗常數(shù)，σk=1.0、σε=1.3分別為湍動能與耗散率對應(yīng)的Prandtl數(shù)。

2.3 計算域及邊界條件

實驗裝置及噴頭結(jié)構(gòu)如圖1、圖2所示。該裝置主要由觀察室、噴頭與燃?xì)獍l(fā)生器三部分組成。觀察室由透明有機玻璃制成，實驗過程中內(nèi)部裝滿液體工質(zhì)，觀察室內(nèi)徑為2 cm，總長度為1 m。噴頭內(nèi)部有密封膜片，防止觀察室內(nèi)液體灌入。噴頭頂部設(shè)計9個對稱分布的噴孔，即： 1個中心噴孔，4個斜面噴孔與4個側(cè)壁矩形噴孔，噴孔分布如圖2所示，圖中A1-A1為噴頭對稱截面。觀察室、噴頭與壓力傳感器分別固定在燃?xì)獍l(fā)射器上。燃?xì)獍l(fā)生器內(nèi)裝有速燃火藥。該裝置的工作原理為：首先由脈沖電源放電點燃燃?xì)獍l(fā)生器內(nèi)速燃火藥，發(fā)生器內(nèi)壓力迅速上升，當(dāng)壓力到達(dá)密封膜片閾值時，高溫高壓燃?xì)鉀_破噴頭內(nèi)密封膜片，進(jìn)入充液觀察室內(nèi)。在觀察室中，多股燃?xì)馍淞髋c液體工質(zhì)發(fā)生氣液摻混，生成管內(nèi)氣幕，推動噴頭上方液體運動。

圖1 實驗裝置結(jié)構(gòu)

1—觀察室, 2—噴頭, 3—壓力傳感器, 4—燃?xì)獍l(fā)生器

Fig.1 Structure of experiment device

1—observation chamber, 2—sprayer, 3—pressure transducer, 4—gas generator

由圖2可以看出，噴頭表面噴孔對稱分布，可以認(rèn)為四個側(cè)壁噴孔與四個斜面噴孔分布具有相同的噴射條件，而中心射流沿中心軸線擴展，因此選取觀察室1/4區(qū)域作為計算區(qū)域。計算區(qū)域及邊界示意圖如圖3所示。

a.top projection b. section view

圖2 噴頭結(jié)構(gòu)示意圖

1—中心噴孔, 2—斜面噴孔, 3—側(cè)壁噴孔, 4—密封膜片

Fig.2 Structure of sprayer

1—center nozzle, 2—slant nozzle, 3—side wall nozzle,4—sealing film

圖3 計算區(qū)域示意圖

Fig.3 Diagram of computational domain

壓力入口取為密封膜片處，入口壓力根據(jù)實驗測量結(jié)果進(jìn)行擬合; 壓力出口取為與大氣相通的觀察室頂部，出口條件取為大氣條件。計算采用壓力基求解方式，密度、動量、能量與湍流項采用一階迎風(fēng)差分格式，壓力項采用PRESTO!插值格式，壓力與速度通過PISO方法耦合。

為了分析比較噴射結(jié)構(gòu)對射流擴展過程的影響，針對兩種不同噴射結(jié)構(gòu)的噴頭進(jìn)行了數(shù)值模擬，噴頭結(jié)構(gòu)尺寸如表1所示。兩種噴頭側(cè)壁噴孔尺寸相同，B噴頭在A噴頭的基礎(chǔ)上將斜面噴孔增大到2 mm。

表1 噴頭結(jié)構(gòu)尺寸

Table 1 Structure dimensions of the sprayers

typediameterofcenternozzleΦ1/mmdiameterofobliquenozzlesΦ2/mmsizeofsidewallnozzles/mmA2．01．53．0×1．0B2．02．03．0×1．0

計算初始時，觀察室內(nèi)充滿液體工質(zhì)(α1=0)，而噴頭內(nèi)部充滿氣體(α1=1)，噴頭內(nèi)氣體與觀察室中液體相通，而觀察室中液體與外部大氣相通，初始參數(shù)為環(huán)境參數(shù)。計算開始時刻取為膜片被沖破的瞬間，高溫高壓燃?xì)鈴膲毫θ肟谔幜魅搿?/p>

3 數(shù)值模擬與實驗結(jié)果對比

針對A型噴頭的實驗工況，模擬了多股燃?xì)馍淞髟诔湟菏抑邪l(fā)展過程。壓力入口條件根據(jù)實驗結(jié)果近似得到: 壓力p=(0.45+2.45e-t/0.0085) MPa，式中t為時間。圖4a為實驗中高速錄像拍攝的A型噴頭多股燃?xì)馍淞鲾U展序列過程。圖4b為對應(yīng)時刻數(shù)值模擬結(jié)果組分分布投影圖。對比實驗照片與模擬圖像，可以看出模擬獲得的射流形態(tài)與實驗結(jié)果基本一致。

a. experiments b. simulations

圖4 A型噴頭多股射流擴展序列圖(pmax=2.9 MPa)

Fig.4 The expansion sequence of A sprayer multi jets(pmax=2.9 MPa)

通過讀取圖4b中多股燃?xì)馍淞黜敹说臍庖航缑娴奈恢米鴺?biāo)，可以得到多股燃?xì)馍淞鬏S向擴展位移變化過程，將模擬結(jié)果與實驗值進(jìn)行比較，如圖5所示。從圖5中可以看出在射流發(fā)展初始階段，相對誤差較大，這主要是因為高速攝像記錄時間間隔為0.5 ms，初始時刻捕捉存在一定誤差，實驗結(jié)果中0.5 ms時讀取的初始位移存在初始誤差。但在后期兩者逐漸趨近，在8 ms時相對誤差接近5%，計算結(jié)果與實測值吻合較好。

圖5 多股射流軸向擴展位移計算值與實測值的對比

Fig.5 Comparison between simulated axial displacement of the multi gas jets and experiment result

4 計算結(jié)果與分析

在以上工作的基礎(chǔ)上，針對A型噴頭多股燃?xì)馍淞鲾U展特性進(jìn)行數(shù)值分析。采用與A型噴頭相同壓力工況，針對B型進(jìn)行數(shù)值預(yù)測，對比分析噴射結(jié)構(gòu)參數(shù)變化對氣幕生成特性的影響。

4.1 多股燃?xì)馍淞鲾U展特性分析4.1.1 組分分布

針對多股燃?xì)馍淞魉诘膶ΨQ面A1-A1進(jìn)行流場分析，得到A型噴頭多股燃?xì)馍淞鲄R聚演化過程，如圖6所示。

圖6 射流在對稱截面上的氣液組份分布

Fig.6 The phase distribution of the multi jets in the cross section

從圖6射流的擴展過程可以看出,1 ms之前中心與斜面射流Taylor空腔分別沿著噴孔方向獨立擴展。在1.5 ms時斜面射流撞擊到壁面，Taylor空腔擴展方向發(fā)生改變，向軸向偏轉(zhuǎn)，同時斜面射流界面上氣液湍流摻混作用增強，界面出現(xiàn)卷吸; 斜面射流徑向擴展抑制了中心射流尾部徑向發(fā)展，中心射流尾部收縮。在 2 ms時燃?xì)忾_始從側(cè)壁矩形噴孔中噴出，推動斜面射流向軸向擴展; 中心射流頂部由于Taylor不穩(wěn)定性的作用，射流中心凹陷，出現(xiàn)分叉變形，隨著中心射流發(fā)展，頂部分叉現(xiàn)象進(jìn)一步加劇。在2.5 ms時，側(cè)壁射流開始匯入斜面射流，匯聚界面氣液湍流摻混增強，3 ms時側(cè)壁射流完全匯入斜面射流生成貼壁發(fā)展的側(cè)面射流。隨著側(cè)面射流徑向發(fā)展，側(cè)面射流逐漸向中心射流靠攏。在6 ms時，側(cè)面射流與中心射流開始匯聚。7～8 ms，側(cè)面射流繼續(xù)向中心擴展，多股射流在觀察室內(nèi)生成與觀察室橫截面積接近的管內(nèi)氣幕。

4.1.2 壓力分布

A型噴頭多股燃?xì)馍淞髟趯ΨQ截面上壓力演化過程如圖7所示。

圖7 射流在對稱截面上的壓力分布

Fig.7 The pressure distribution of the multi jets in the cross section

由圖7可以看出，射流發(fā)展過程中，高壓區(qū)主要集中在噴頭內(nèi)。燃?xì)馍淞鲝膰娍讎姵龊笤谝后w中形成Taylor空腔，燃?xì)庋杆倥蛎洠瑝毫ρ爻探档停? ms時，中心射流與斜面射流Taylor空腔頂端受到液體的阻擋，射流頂部產(chǎn)生壓縮，出現(xiàn)局部高壓。由于斜面射流擴展受阻，2 ms時斜面射流Taylor空腔內(nèi)部壓力上升; 而中心射流尾部因為收縮，在噴孔上方產(chǎn)生局部高壓。3 ms時隨著斜面射流與側(cè)壁射流的匯聚，交匯區(qū)因氣液摻混壓力上升，在壁面x=5 mm附近出現(xiàn)一個貼壁局部高壓區(qū)，同時側(cè)面射流頂部軸向擴展受到頂部液體工質(zhì)的阻礙，在頂部產(chǎn)生貼壁壓縮區(qū)，壓力上升。隨著射流沿軸向的發(fā)展，中心射流與斜面射流的摻混，5 ms時中心射流摻混區(qū)內(nèi)部壓力上升，高壓區(qū)隨摻混區(qū)的軸向發(fā)展移動。中心射流頂部氣體能量逐漸耗散，中心射流頂部壓縮作用減弱，頂部高壓區(qū)消失。

4.1.3 速度分布

針對多股燃?xì)馍淞髟趯ΨQ面上的流動特性分析，得到A型噴頭射流在對稱面上的軸向速度與流線演化過程，如圖8，圖9所示。

圖8 射流在對稱面上的軸向速度分布

Fig.8 The velocity distribution of the multi jets in the cross section

圖9 射流在對稱面上的流線演化圖

Fig.9 The vortex evolution process in the cross section

結(jié)合圖8、圖9可以看出: 多股燃?xì)馍淞髟诎l(fā)展過程中，高速運動區(qū)主要集中在噴孔附近，且噴孔處速度梯度較大。結(jié)合圖6可以發(fā)現(xiàn): 射流發(fā)展初期在t=1 ms時，高溫燃?xì)饧铀倭鞒鰢娍?，受到液體阻滯，在噴孔附近產(chǎn)生回流漩渦。在t=2 ms時，隨著側(cè)壁射流出現(xiàn)，側(cè)壁噴孔上方區(qū)域速度上升，在側(cè)壁噴孔上方出現(xiàn)一個低速流動區(qū)域; Taylor空腔頂部回流減弱，回流區(qū)消失。在t=3 ms時，側(cè)壁射流與斜面射流匯聚生成側(cè)面射流; 與斜面射流相比，側(cè)面射流軸向擴展能力增強，側(cè)面射流頂部氣液作用加劇，側(cè)面射流Taylor空腔頂部出現(xiàn)回流區(qū)，抑制了中心射流與側(cè)面射流之間殘余液體的軸向運動，在兩股射流之間形成低速區(qū)。隨著射流的軸向擴展，回流區(qū)增大，中心也隨之向下游移動。隨著側(cè)面射流的徑向發(fā)展，t=8 ms時中心射流Taylor空腔與側(cè)面射流Taylor空腔匯聚，氣液界面處的湍流摻混在空腔內(nèi)部形成低速旋渦區(qū)，射流間低速區(qū)域徑向分布范圍進(jìn)一步增大，斜面射流噴孔上方回流區(qū)重新出現(xiàn)。

4.2 噴射結(jié)構(gòu)對氣幕生成特性的影響

針對2 mm斜面噴孔的B型噴頭射流進(jìn)行流場分析，得到B型噴頭射流在對稱面A1-A1上的組分分布如圖10所示，圖11給出了對應(yīng)時刻壓力分布。

對比A型噴頭(斜面孔1.5 mm)圖6與圖10中組分分布，可以發(fā)現(xiàn): 斜面噴孔直徑增大后，斜面射流擴展尺寸增大，使側(cè)壁射流發(fā)展受阻滯后，直至3 ms時才出現(xiàn)，而A型噴頭側(cè)壁射流在2 ms時就出現(xiàn)。另外，斜面噴孔直徑增大，導(dǎo)致斜面射流與側(cè)壁射流匯聚生成的側(cè)面射流軸向擴展能力增強，側(cè)面射流頂部軸向位移增大。同時中心射流頂部氣液湍流摻混過程中Taylor不穩(wěn)定性減弱，直至5 ms時，中心射流頂部才出現(xiàn)分叉變形，而A型噴頭中心射流在2 ms時就出現(xiàn)分叉變形。

圖10 射流在對稱截面上的氣液組份分布 (B型噴頭)

Fig.10 The phase distribution of the multi jets in the cross section (B sprayer)

圖11 射流在對稱截面上的壓力分布(B型噴頭)

Fig.11 The pressure distribution of the multi jets in the cross section (B sprayer)

由圖11，可以發(fā)現(xiàn)，射流發(fā)展初期，B型噴頭因斜面射流Taylor空腔內(nèi)部氣體聚集量大，產(chǎn)生的高壓區(qū)范圍寬，導(dǎo)致側(cè)壁噴孔上方也形成高壓區(qū)，阻滯了側(cè)壁射流的發(fā)展。隨著側(cè)壁射流與斜面射流的匯聚，進(jìn)一步強化了高壓區(qū)的存在，而A型噴頭相應(yīng)位置的高壓區(qū)范圍較小。在射流發(fā)展后期，B型噴頭形成的氣幕頂部壓縮作用較強，頂部始終有一個高壓區(qū)存在，而A型噴頭形成的氣幕頂部在5 ms后高壓區(qū)就消失了。

結(jié)合射流頂部位移可以獲得不同斜面噴孔下氣幕頂部軸向擴展速度，如圖12所示。由圖可見，3 ms之前，A型與B型噴頭射流頂部軸向擴展速度呈波動下降趨勢。在3 ms之后，B型噴頭射流平穩(wěn)上升; 而A型噴頭射流在3.5 ms之后呈波動上升趨勢; 射流發(fā)展后期，B型噴頭射流頂部軸向速度超過A型噴頭射流。這主要是由于B型噴頭氣幕前端有一個穩(wěn)定的高壓區(qū)，而A型噴頭氣幕前端高壓區(qū)存在時間短，從而易受到上方液體擾動，導(dǎo)致速度波動較大。

圖12 不同斜面噴孔下氣幕頂部軸向擴展速度

Fig.12 Axial expansion velocity of the gas-curtain with different slant nozzles

圖13為B型噴頭在t=8 ms時流場運動特性分布。對比圖8、圖9中A型噴頭8 ms時速度與流線分布，可以看出: 增大斜面噴孔直徑，側(cè)面射流回流作用增強，斜面射流回流區(qū)向上方移動，低速區(qū)核心區(qū)域出現(xiàn)在斜面射流回流區(qū)中，而A型噴頭對應(yīng)低速核心區(qū)出現(xiàn)在側(cè)面射流回流區(qū)。B型噴頭側(cè)面射流回流區(qū)中心軸向位置基本不變，但徑向位置向中心軸靠近; 而中心射流內(nèi)渦流區(qū)徑向位置不變，但軸向位置向下移動之x=13 mm處，而A型噴頭中對應(yīng)位置為x=17 mm，同時中心射流渦流區(qū)范圍也隨之減小。

圖14為x=200 mm處液體工質(zhì)運動特性曲線。從圖14中可以看出: B型噴頭氣幕上方液體速度始終大于A型噴頭上方液體。在2.5 ms至3.5 ms期間，兩個噴頭上方液體的加速度基本相同，其他時刻B型噴頭上液體的加速度大于A型噴頭。在0 ms時，使用A型噴頭時液體瞬時加速度為1940 m/s2; 使用B型噴頭時液體瞬時加速度為2200 m/s2。在8 ms時，A型噴頭上方液體運動速度為8.26 m·s-1，瞬時加速度為660 m/s2; 而B型噴頭上方液體瞬時加速度增大到800 m/s2，運動速度提高到9.4 m·s-1。增大斜面噴孔，提高了射流整體排水性能。

圖13 B型噴頭流場運動特性(t=8 ms)

Fig.13 Kinetic characteristic of B sprayer flow(t=8 ms)

a.v-tcurveb.a-tcurve

圖14 不同斜面噴孔下液體工質(zhì)運動特性(x=200 mm)

Fig.14 Kinetic characteristic of liquid medium with different slant nozzles(x=200 mm)

5 結(jié) 論

(1)建立了多股燃?xì)馍淞魉聰U展的三維非穩(wěn)態(tài)數(shù)理模型，計算了多股燃?xì)馍淞髟诔湟簣A管內(nèi)通過湍流摻混生成管氣幕的過程，對比模擬結(jié)果與實驗中氣液摻混照片，可以發(fā)現(xiàn)兩者形態(tài)基本一致，且計算獲得的射流頂端軸向擴展位移與實測結(jié)果基本吻合，說明計算模型是合理的。

(2)多股燃?xì)馍淞鲝膰娍讎姵龊?，在液體中形成多個Taylor空腔，Taylor空腔頂部受到液體阻滯，射流頂部壓力升高; 斜面射流撞壁與側(cè)壁射流匯合后生成側(cè)面射流，在射流發(fā)展后期，隨著中心射流與側(cè)面射流的匯聚，氣液湍流摻混劇烈，在匯聚界面產(chǎn)生低速渦流區(qū)域，頂部高壓區(qū)消失，但中心射流與側(cè)面射流匯聚區(qū)域產(chǎn)生局部高壓; 中心射流頂部由于Taylor不穩(wěn)定性作用，出現(xiàn)分叉變形。

(3)噴頭斜面噴孔由1.5 mm增大到2 mm時，斜面射流與側(cè)壁射流匯聚區(qū)域壓力升高，側(cè)壁射流發(fā)展受到抑制，斜面射流回流作用增強，低速核心區(qū)出現(xiàn)在斜面射流回流核心區(qū)域; 側(cè)面射流整體軸向擴展能力增強，射流發(fā)展后期多股射流整體排水性能提升，8 ms時B型噴頭氣幕上方液體運動速度增大了1.14 m·s-1。

參考文獻(xiàn):

[1] 孔德仁, 王昌明, 柳光遼, 等. 水下槍械內(nèi)彈道基本方程組及其設(shè)計[J]. 南京理工大學(xué)學(xué)報, 1999, 23(3): 9-12.

KONG De-ren, WANG Chang-ming, LIU Guang-liao, et al. Fundamental equations of underwater gun′s interior trajectory and it′s design[J].JournalofNanjingUniversityofScienceandTechnology, 1999, 23(3): 9-12.

[2] 王昌明, 陳(舟疌), 柳光遼, 等. 相關(guān)分析在水下槍械內(nèi)彈道計算中的應(yīng)用[J]. 南京理工大學(xué)學(xué)報, 2005, 29(3): 260-263.

WANG Chang-ming, CHEN Jie, LIU Guang-liao, et al. Application of correlation analysis used in interior ballistics calculation for underwater gun[J].JournalofNanjingUniversityofScienceandTechnology, 2005, 29(3): 260-263.

[3] 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(4): 30-33.

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

[4] Yagla J, John B, Koski S. Launch Dynamics Environment of a Water Piercing Missile Launcher[C]∥24th International Symposium on Ballistics, New Orleans, Louisiana, 2008: 1-17.

[5] Yagla J, Deloach K, Weiland C. Water Piercing Missile Launcher[C]∥22th International Symposium on Ballistics, Adelaide, AU, 2004: 0419-0423.

[6] 曹嘉怡, 魯傳敬, 陳鑫, 等. 導(dǎo)彈水下熱發(fā)射出筒過程流動特性[J]. 固體火箭技術(shù), 2011, 34(3): 281-284.

CAO Jia-yi, LU Chuan-jing, CHEN Xin, et al. Flow behavior during uncorking process of an underwater hot-launched missile[J].JournalofSolidRocketTechnology, 2011, 34(3): 281-284.

[7] 王亞東, 袁緒龍, 張宇文, 等. 氣泡彈性對同心筒水下發(fā)射影響研究[J]. 計算力學(xué)學(xué)報, 2013, 30(2): 313-318.

WANG Ya-dong, YUAN Xu-long, ZHANG Yu-wen, et al. On the effect of bubble elasticity to sub-launch process using concentric canister launcher[J].ChineseJournalofComputationalMechanics, 2013, 30(2): 313-318.

[ 8] DAI Z, WANG B, QI L, et al. Experimental study on hydrodynamic behaviors of high-speed gas jets in still water[J].ActaMechanicaSinica, 2006, 22(5): 443-448.

[9] 施紅輝, 郭強, 王超, 等. 水下超音速氣體射流脹鼓和回?fù)舻年P(guān)聯(lián)性研究[J]. 力學(xué)學(xué)報, 2010, 42(6): 1206-1210.

SHI Hong-hui, GUO Qiang, WANG Chao, et al. Experiments on the relationship between bulging and back-attack of submerged supersonic gas jets[J].ChineseJournalofTheoreticalandAppliedMechanics, 2010, 42(6): 1206-1210.

[10] 齊麗婷, 余永剛, 彭志國, 等. 含能氣體射流在液體工質(zhì)中擴展的兩維模型及數(shù)值模擬[J]. 含能材料, 2008, 16(2): 131-137.

QI Li-ting, YU Yong-gang, PENG Zhi-guo, et al. A 2-D model of energetic gas jet expansion process in liquid and numerical simulation[J].ChineseJournalofEnergeticMaterials(HannengCailiao), 2008, 16(2): 131-137.

[11] 曹嘉怡, 魯傳敬, 李杰, 等. 水下超聲速燃?xì)馍淞鲃恿W(xué)特性研究[J]. 水動力學(xué)研究與進(jìn)展A輯, 2009(05): 575-582.

CAO Jia-yi, LU Chuan-jing, LI Jie, et al. Research on dynamic characteristics of underwater superasonic gas jets[J].JournalofHydrodynamicsser.A, 2009(05): 575-582.

[12] 莽珊珊, 余永剛. 高壓燃?xì)馍淞髟谡b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].ExplosionandShockWaves, 2011, 31(3): 300-305.

[13] Weiland C, Vlachos P. Round gas jets submerged in water[J].InternationalJournalofMultiphaseFlow, 2013, 48: 46-57.

[14] YU Yong-gang, YAN Shao-heng, ZHAO Na, et al. Study on expansion process and interaction of high speed twin combustion-gas jets in liquid[J].JournalofAppliedMechanics, 2010, 77(5): 51404.

[15] 薛曉春, 余永剛, 張琦. 雙束燃?xì)馍淞髋c整裝式液體裝藥相互作用的實驗和數(shù)值模擬[J]. 兵工學(xué)報, 2013, 34(6): 669-677.

XUE Xiao-chun, YU Yong-gang, ZHANG Qi. Experiment and numerical simulation for interaction of twin gas jets and bulk-loaded liquid charge[J].ActaArmamentarii, 2013, 34(6): 669-677.

[16] Graaf K, Brandner P, Penesis I. Bubble dynamics of a seismic air gun[J].ExperimentalThermalandFluidScience, 2014, 55: 228-238.

[17] 陳鑫, 魯傳敬, 李杰, 等. VOF和Mixture多相流模型在空泡流模擬中的應(yīng)用[C]∥第九屆全國水動力學(xué)學(xué)術(shù)會議暨第二十二屆全國水動力學(xué)研討會, 2009: 324-331.

CHEN Xin, LU Chuan-jing, LI Jie, et al. Application in simulating cavitating flows by using VOF and mixture multi phase models[C]∥Proceedings of 9thNational Conference on Hydrodynamics and 22ndNational Congress on Hydrodynamics, 2009: 324-331.

[18] 王福軍. 計算流體動力學(xué)分析—CFD軟件原理與應(yīng)用[M]. 北京: 清華大學(xué)出版社, 2004.