彈道槍水下全淹沒式發(fā)射膛口流場演化特性的數(shù)值模擬研究

張京輝，余永剛

(南京理工大學(xué) 能源與動力工程學(xué)院，江蘇 南京 210094)

0 引言

地球表面海洋區(qū)域廣大，具有重要的經(jīng)濟(jì)和戰(zhàn)略意義。為了適應(yīng)未來戰(zhàn)爭的需要，水下槍炮的研究逐漸成為熱點。與在空氣中發(fā)射不同，水下發(fā)射條件會對膛口流場產(chǎn)生較大影響，因此，研究槍炮在水下發(fā)射條件下的膛口流場是十分必要的。

眾多學(xué)者針對槍炮在空氣中發(fā)射的膛口流場做了大量實驗與數(shù)值研究。Schmidt等[1]采用實驗方法測量了初始流場對膛口氣流參數(shù)的影響。Steward等[2]利用1 600 Hz高速相機(jī)對榴彈炮的膛口流場作用時間和作用范圍進(jìn)行了研究。Watanabe等[3]分別采用二維和三維非穩(wěn)態(tài)Euler方程，耦合動網(wǎng)格法和有限狀態(tài)自動機(jī)(FSA)算法，對彈頭穿越前方激波所誘導(dǎo)的流場進(jìn)行了數(shù)值模擬。朱冠南等[4]通過低壓艙模擬高空環(huán)境，測量了7.62 mm步槍在低壓環(huán)境下發(fā)射的膛口沖擊波壓力。郭則慶等[5-6]搭建了小口徑武器膛口流場的觀測系統(tǒng)，運用直接陰影法獲得了高分辨率膛口流場照片，并運用數(shù)值模擬方法研究了初始流場對火藥燃?xì)饬鲌龅挠绊憽＠钭咏艿萚7]對超高速火炮膛口流場特性進(jìn)行了仿真研究。吳偉等[8]基于無網(wǎng)格方法，對包含大位移運動邊界和非平衡化學(xué)反應(yīng)膛口流場進(jìn)行了數(shù)值模擬。陳川琳等[9]結(jié)合實驗與數(shù)值模擬，研究了彈頭在膛口流場中的受力情況和運動規(guī)律。

在水下膛口流場方面，張欣尉等[10-11]對機(jī)槍在空氣中和水下密封式發(fā)射所形成的膛口溫度場進(jìn)行了數(shù)值對比分析。水下膛口流場涉及到氣體與液體兩相流相互作用問題，圍繞燃?xì)馍淞髋c水的作用，許多學(xué)者進(jìn)行了實驗與數(shù)值模擬研究。Xue等[12]設(shè)計了5級圓柱漸擴(kuò)型觀察室，觀察了雙股燃?xì)馍淞髟谝后w工質(zhì)中的擴(kuò)展過程。Hu等[13]和Zhao等[14]分別針對壁面射流和錐形分布射流在受限圓管內(nèi)的燃?xì)鈹U(kuò)展過程進(jìn)行了實驗和數(shù)值模擬研究。Zhou等[15]用高速攝影裝置觀察并記錄了燃?xì)馍淞髟趫A柱形充液室中與液體相互作用的過程。Zhang等[16]搭建了水下氣幕式發(fā)射平臺，通過將彈后燃?xì)庖龑?dǎo)至彈前形成氣幕排水，實現(xiàn)了水下低阻發(fā)射。

綜上所述，已有研究主要針對空氣中的膛口流場和水下燃?xì)馍淞鳎珜λ聫椀罉屧谌蜎]發(fā)射條件下(即身管內(nèi)充滿水)的膛口流場研究相對較少。本文以12.7 mm滑膛式彈道槍為平臺設(shè)計水下射擊實驗系統(tǒng)，觀察并記錄水下彈道槍全淹沒式發(fā)射膛口流場演變的過程，并對實驗工況進(jìn)行數(shù)值模擬。所得研究結(jié)果對于研究新型水下槍炮設(shè)計、新型水下發(fā)射方式有一定的參考價值。

1 實驗測試系統(tǒng)

本文設(shè)計的水下彈道槍全淹沒式發(fā)射的實驗測試系統(tǒng)如圖1所示,圖2為部分實驗裝置的實物圖。實驗系統(tǒng)由水箱、12.7 mm彈道槍、水泥平臺以及脈沖電點火器組成。其中水箱上開有射擊孔，供身管伸入，水箱側(cè)面開有觀察窗。用日本PHOTRON公司生產(chǎn)的FASTCAM-Ultima APX高速攝像機(jī)與計算機(jī)進(jìn)行流場演化過程的記錄，其中高速攝像機(jī)最大分辨率為1 024×512像素，頻率為4 000幀/s.

圖1 實驗裝置示意圖Fig.1 Schematic diagram of experimental device

圖2 實驗裝置部分實物圖Fig.2 Physical photograph of experimental device

在實驗準(zhǔn)備階段，將彈頭填充在槍膛底部，通過彈帶進(jìn)行密封以阻止水進(jìn)入彈后燃燒室；為保證全淹沒發(fā)射環(huán)境，將身管以及水箱內(nèi)注滿水；調(diào)整高速攝像機(jī)拍攝的焦距與角度，使其能透過觀察窗清楚地拍攝到膛口流場區(qū)域；當(dāng)儀器調(diào)整好后，將稱量好的火藥裝入燃燒室，裝好電底火，并將其連接到脈沖電點火器上。所有裝置就緒后，用脈沖電點火器放電進(jìn)行點火。實驗后，用計算機(jī)將高速攝像機(jī)拍攝的結(jié)果進(jìn)行截取和后處理。

2 數(shù)理模型與計算方法

2.1 物理模型

根據(jù)水下全淹沒式發(fā)射特點，對12.7 mm滑膛式彈道槍水下全淹沒式發(fā)射過程采用下列物理模型：

1)火藥燃燒遵循幾何燃燒定律。

2)藥粒均在平均壓力下燃燒，且遵循指數(shù)燃速定律。

3)用次要功系數(shù)來考慮其他次要功。

4)單位質(zhì)量火藥燃燒所放出的熱量及生成的燃?xì)鉁囟染鶠槎ㄖ担谝院蟮呐蛎涀龉^程中不考慮燃?xì)饨M分變化，火藥力、余容及比熱比等均視為常數(shù)。

5)將膛口燃?xì)饬鲌鲈谒碌臄U(kuò)展過程看作是一個二維軸對稱非穩(wěn)態(tài)過程；湍流模型采用標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型，k為湍動能，ε為耗散率。

6)將高溫火藥燃?xì)饪醋骼硐霘怏w，不考慮燃?xì)庠谔趴诘亩畏磻?yīng)，忽略體積力的影響。

7)假設(shè)水為不可壓縮相，密度取998.2 kg/m3.因膛口燃?xì)饬髋c水的作用時間短暫，忽略燃?xì)馍淞鲗λ钠饔谩?/p>

8)彈前水柱出膛后空化采用Schnerr-Sauer模型，假設(shè)水蒸汽為不可壓縮相,密度取0.554 2 kg/m3.

2.2 數(shù)學(xué)模型

針對上述物理模型建立下列數(shù)學(xué)模型。

1)連續(xù)性方程

(1)

式中：q分別為g、l、v，g、l、v分別表示燃?xì)庀唷⒁合嗪退羝啵沪羐、αl、αv分別表示燃?xì)庀唷⒁合嗪退羝嗟捏w積分?jǐn)?shù)，且αg+αl+αv=1；ρq表示對應(yīng)項的密度(kg/m3)；uq為流體速度；Sm為單位體積內(nèi)汽相與液相之間質(zhì)量交換量，這一項在水與蒸汽相發(fā)生質(zhì)量輸運時才有，當(dāng)各相之間不發(fā)生質(zhì)量輸運時此項為0.

2)動量守恒方程

(2)

式中：pq表示對應(yīng)項的壓力(Pa)；Sp表示汽相與液相間質(zhì)量輸運引起的動量變化，此項在水與蒸汽相發(fā)生質(zhì)量輸運時才有，當(dāng)各相之間不發(fā)生質(zhì)量輸運時此項為0.

3)能量守恒方程

(3)

(4)

(5)

式中：ρ為混合相密度；E為平均能量(J)；p表示混合相壓力(Pa)；T為平均溫度(K)；keff為有效熱傳導(dǎo)率(W/(m2·K))；Se為能量方程源項，即空化引起的流場能量的改變，其大小等于單位體積內(nèi)汽相與液相之間質(zhì)量交換量與汽化潛熱的乘積(J/(m3· s))。

4)氣體狀態(tài)方程

p=ρRT，

(6)

式中：R為火藥氣體常數(shù)，R=319.6 J/(kg·K)。

5)k-ε湍流方程

(7)

(8)

6)Schnerr-Sauer空化模型

(9)

(10)

式中：Γe和Γc分別表示氣泡生長和潰滅時質(zhì)量傳遞源項；Rb為氣泡的半徑，

(11)

c為單位液體體積所包含的空泡個數(shù)。

膛口流場的計算中需要耦合內(nèi)彈道方程組，內(nèi)彈道方程如下：

1)形狀函數(shù)

(12)

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；Zk為顆粒燃盡時燃燒相對厚度；χs和λs分別為多孔火藥分裂后的形狀函數(shù)。

2)燃速方程

(13)

式中：uh為火藥燃速系數(shù)；n為火藥燃速指數(shù)；eh為火藥半弧厚；t為時間。

3)彈頭運動方程

(14)

式中：pd和pf分別為彈底和彈前壓力：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

(15)

(16)

式中：lψ為藥室自由容積縮徑長；x為彈頭行程；θ為比熱比，θ=kr-1，kr為比熱比；f為火藥力；ω為裝藥質(zhì)量；l0為藥室容積縮徑長；α為余容；Δ為裝填密度；ρp為火藥密度。

5)彈頭速度與行程關(guān)系式

(17)

2.3 計算方法

數(shù)值模擬借助Fluent軟件，結(jié)合用戶自定義函數(shù)(UDF)，耦合內(nèi)彈道方程組求解得到彈丸速度、位移和膛壓；采用流體體積函數(shù)(VOF)多相流模型描述氣液相互作用；利用PRESTO!方法對壓力項離散；動量和能量的離散采用1階迎風(fēng)格式；采用壓力隱式拆分(PISO)算法[8]對壓力與速度進(jìn)行耦合；計算采用的時間步長控制在0.2 μs內(nèi)。

3 網(wǎng)格劃分與無關(guān)性驗證

3.1 網(wǎng)格劃分

如圖3所示，計算域分為身管區(qū)域和膛口流場區(qū)域2個部分，其中身管區(qū)域為長1 m、半徑為6.35 mm的圓柱形區(qū)域，流場區(qū)域為長1 m、半徑為0.3 m的圓柱形區(qū)域。以結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格為主，對膛口附近的網(wǎng)格進(jìn)行局部加密，最小網(wǎng)格尺寸為0.3 mm×0.3 mm.彈頭運動會導(dǎo)致網(wǎng)格變形，因此采用動網(wǎng)格技術(shù)中的層鋪法。隨著彈頭向前運動，當(dāng)靠近彈底的網(wǎng)格長度被拉長至0.6 mm時，網(wǎng)格會分裂成2個網(wǎng)格。同理，當(dāng)靠近彈頭的網(wǎng)格長度被壓縮至0.2 mm時，該網(wǎng)格會與相鄰的網(wǎng)格合并。

圖3 計算域及邊界條件Fig.3 Calculational domain and boundary conditions

本文計算的邊界條件為：燃燒室為壓力入口，其初始參數(shù)由內(nèi)彈道方程組求解得出；身管壁面及彈丸為固壁邊界；計算域外邊界為壓力出口，壓力為環(huán)境壓力。將彈前身管區(qū)域與流場區(qū)域初始化為充滿水，溫度與壓力初始化為環(huán)境條件，即溫度為300 K，壓力為101 325 Pa.

3.2 網(wǎng)格無關(guān)性驗證

網(wǎng)格無關(guān)性驗證結(jié)果如圖4所示，分別采用20萬、15萬和10萬的網(wǎng)格數(shù)N進(jìn)行驗證。選擇彈丸出膛后1 ms時刻膛口中心溫度沿軸向變化情況進(jìn)行網(wǎng)格無關(guān)性驗證。相對于20萬網(wǎng)格數(shù)的計算結(jié)果，15萬網(wǎng)格數(shù)的最大相對誤差為2.8%，10萬網(wǎng)格數(shù)的最大相對誤差為6.6%.綜合考慮計算效率和計算精度，現(xiàn)選擇網(wǎng)格數(shù)為15萬的網(wǎng)格進(jìn)行計算。

圖4 膛口中心溫度沿軸向變化曲線(彈頭出膛后1 ms)Fig.4 Temperature curves of muzzle center along the axial direction(1 ms after a bullet exits from the bore)

4 結(jié)果與分析

4.1 實驗結(jié)果

彈道槍水下全淹沒發(fā)射條件下膛口流場的發(fā)展過程如圖5所示。由于身管水柱空化的影響，無法直接觀察到彈頭出膛瞬間，將在膛口能觀察到氣體產(chǎn)生的時刻定為t0時刻。由圖5可見，點火后，彈頭如同活塞般不斷推動彈前水柱，使水柱具有較高的速度。水柱出膛口后，局部壓力降低，空化產(chǎn)生水蒸汽，如圖5(a)所示。隨著彈前水柱的不斷運動，空化產(chǎn)生的水蒸汽逐漸增多，在膛口堆積，如圖5(b)所示。彈頭出膛口后，膛內(nèi)的火藥燃?xì)饬鞒鎏趴冢c水蒸汽摻混在軸向與徑向上迅速擴(kuò)展，很快追上并包裹彈頭，射流的外部輪廓變得不規(guī)則，如圖5(c)所示。隨著彈頭運動到射流頭部，射流頭部逐漸變尖，如圖5(d)所示。當(dāng)彈頭頭部已經(jīng)超越射流時，對射流在軸向上的約束減小，使射流在軸向上迅速擴(kuò)展，而在徑向上擴(kuò)展仍受水環(huán)境的限制，因此頭部呈錐形，如圖5(e)所示。圖5(f)中彈頭已完全超越射流，彈頭表面不斷空化產(chǎn)生水蒸汽，形成超空泡，同時在彈頭尾部會留下細(xì)長的氣柱。

圖5 全淹沒發(fā)射典型工況照片陰影圖Fig.5 Photos of typical submerged firing working condition

圖6 實驗照片陰影圖(上)與模擬相圖(下)對比情況Fig.6 Experimental shadow photo (upper) and simulated phase diagram (lower)

圖5的實驗結(jié)果清楚地顯示了彈道槍水下全淹沒式發(fā)射時膛口流場的演變過程。由于實驗中流場內(nèi)部的溫度、壓力等參數(shù)無法直接測量，建立二維多相流模型，針對實驗工況進(jìn)行了數(shù)值模擬，用以對實驗結(jié)果的補充。圖6、圖7所示為實驗結(jié)果與數(shù)值模擬結(jié)果的對比情況。由圖6可見，模擬結(jié)果中不同時刻射流的外部輪廓與實驗照片陰影圖吻合較好；由圖7可見，模擬結(jié)果中不同時刻燃?xì)馍淞鞯妮S向、徑向最大位移與實驗測量值吻合較好，最大相對誤差為5%，表明本文采用的數(shù)值模型基本合理。從圖6(a)中可以確定彈頭即將出膛口時刻，在本文之后的討論中將此時刻定義為0 ms時刻。

圖7 射流軸向、徑向最大位移對比圖Fig.7 Comparison of axial and radial displacements of jet flow

4.2 計算結(jié)果與分析

4.2.1 蒸汽發(fā)展和演化過程分析

將彈頭即將出膛口時刻定義為t=0 ms時刻，相應(yīng)地，將彈頭在身管內(nèi)運動的時刻定義為負(fù)時刻，例如將彈頭出膛前2 ms時刻定義為t=-2.0 ms.在水下全淹沒發(fā)射過程中，由于彈頭相對于水做高速運動，使得局部水壓降低至水的飽和蒸汽壓力以下，從而空化產(chǎn)生水蒸汽，形成空泡。為了解膛口流場中水蒸汽發(fā)展和演化過程，圖8給出了膛口中心剖面蒸汽相圖。

由圖8(a)和圖8(b)可見，點火后彈頭推動身管內(nèi)的水柱不斷加速，使膛口附近的局部壓力低于水的飽和蒸汽壓力，膛口附近的水不斷汽化為水蒸汽，在膛口逐漸堆積成一個蒸汽團(tuán)。由圖8(c)可見,在t=0 ms時刻，彈頭頭部被側(cè)面的蒸汽團(tuán)完全包裹。隨后t=0.2 ms時刻，高壓火藥燃?xì)庥商艃?nèi)流出，與蒸汽團(tuán)迅速摻混，提高了膛口附近的壓力，使得蒸汽團(tuán)迅速潰滅。同時彈頭穿過蒸汽團(tuán)后相對水介質(zhì)做高速運動，使得彈頭頭部表面水的壓強降低，初步形成自然空泡。由圖8(e)～圖8(h)可見,彈頭出膛1.0 ms后，隨著彈頭繼續(xù)向前飛行，彈頭表面的空泡長度逐漸變長，形成超空泡，包裹著彈頭前進(jìn)。

4.2.2 波系結(jié)構(gòu)分析

由于膛內(nèi)的火藥燃?xì)馓幱诟邷馗邏籂顟B(tài)，當(dāng)燃?xì)鈴奶趴诹鞒龊螅瑫杆倥蛎洸⑴c高密度水介質(zhì)以及彈頭相互作用，從而形成復(fù)雜的波系結(jié)構(gòu)。為了解彈道槍水下全淹沒發(fā)射條件下膛口流場的波系結(jié)構(gòu)與演化特性，圖9給出了膛口中心剖面的密度云圖與等值線圖。

圖8 膛口中心剖面蒸汽相圖Fig.8 Vapor phase diagram of muzzle center

圖9 膛口中心剖面密度云圖與等值線圖Fig.9 Density nephogram and contour map of muzzle center

由圖9(a)可見，t=0 ms時刻彈頭即將飛出膛口，彈前的高速水柱空化產(chǎn)生的水蒸汽包裹著彈著頭部。在圖9(b)中，隨著彈頭飛出膛口，膛內(nèi)的高度欠膨脹火藥燃?xì)饬鞒鎏趴诤螅捎谔趴诮鼒隹栈羝拇嬖冢涿芏缺人〉枚啵资够鹚幦細(xì)庠谳S向與徑向上迅速擴(kuò)展，從而加速了膛口燃?xì)饬鲌龅男纬伞Ｓ捎趶楊^的約束，燃?xì)庠谳S向上膨脹受限，在膛口附近形成一道弓狀激波，在彈底形成了彈底激波。t=0.4 ms時刻彈頭頭部即將脫離膛口氣團(tuán)的包裹，水在彈頭表面空化產(chǎn)生水蒸汽。弓狀激波演變成包含入射斜激波、馬赫盤、三波點及反射激波的瓶狀激波結(jié)構(gòu)，與此同時在馬赫盤與彈底之間出現(xiàn)了一道正激波，如圖9(c)所示。

在圖9(d)中，隨著彈頭已超越膛口氣團(tuán)，彈底激波幾乎消失。膛口的瓶狀激波結(jié)構(gòu)更加清晰，馬赫盤的直徑逐漸增大。在馬赫盤下游，正激波的直徑逐漸增大，演變成第2個馬赫盤，與射流邊界附近的斜激波相交，形成第2個瓶狀激波結(jié)構(gòu)，故稱膛口的瓶狀激波結(jié)構(gòu)為第1瓶狀激波，下游的為第2瓶狀激波。

4.2.3 溫度與壓力特性分析

隨著彈頭逐漸飛離膛口，不再限制射流擴(kuò)展，燃?xì)馍淞鲀H在外部水環(huán)境的限制下進(jìn)行膨脹。由于膛內(nèi)后續(xù)的高度欠膨脹燃?xì)獠粩嗔鞒觯沟?個瓶狀激波結(jié)構(gòu)不斷擴(kuò)展，第1個馬赫盤的直徑也隨時間增大。由于失去了彈頭的約束，燃?xì)馍淞髟谳S向上的阻礙大大減小，燃?xì)馀蛎浉映浞郑沟玫?個馬赫盤逐漸消失，第2個瓶狀激波結(jié)構(gòu)不復(fù)存在，如圖9(e)～圖9(h)所示。

為了明晰水下全淹沒發(fā)射條件下膛口壓力與溫度分布特性，圖10、圖11分別給出了不同時刻膛口中心剖面的壓力云圖與溫度云圖,圖12給出了膛口中心壓力與溫度沿軸向的分布曲線。

圖10 膛口中心剖面壓力云圖Fig.10 Pressure nephogram of muzzle center

圖11 膛口中心剖面溫度云圖Fig.11 Temperature and pressure nephogram at muzzle center

圖12 膛口中心壓力與溫度的軸向分布曲線Fig.12 Axial distribution curves of pressure and temperature at muzzle center

由圖10～圖12可見，水下全淹沒式發(fā)射條件下，在彈頭出膛前，膛內(nèi)的燃?xì)鉁囟冗_(dá)到2 000 K，壓力達(dá)到14 MPa，屬于高度欠膨脹氣體。彈前高速水柱出膛口后，局部壓力降低，空化產(chǎn)生了水蒸汽，這一過程對膛口附近溫度的影響并不明顯。彈頭出膛后，膛內(nèi)的火藥燃?xì)饬鞒觯趶楊^和水環(huán)境的約束下膨脹，逐漸形成了包含兩個瓶狀激波的復(fù)雜激波結(jié)構(gòu)，從而影響了膛口的溫度與壓力分布。第1個瓶狀激波內(nèi)是燃?xì)馍淞鞯闹饕蛎泤^(qū)，射流在瓶區(qū)內(nèi)迅速膨脹，壓力與溫度劇降，速度激增，為超聲速區(qū)。射流在經(jīng)過第1個馬赫盤后壓力與溫度陡增，速度驟減，形成亞聲速區(qū)。在亞聲速區(qū)的下游射流再次經(jīng)歷膨脹后被壓縮的過程，即在第2個瓶區(qū)內(nèi)迅速膨脹壓力與溫度劇降，速度激增，在第2個馬赫盤處被壓縮，壓力與溫度陡增，速度驟減。

彈頭飛離膛口后，不再限制射流擴(kuò)展，燃?xì)馍淞鲀H在外部水環(huán)境的約束下進(jìn)行膨脹。由于膛內(nèi)后續(xù)的高度欠膨脹燃?xì)獠粩嘈钩觯沟?個瓶狀激波結(jié)構(gòu)不斷擴(kuò)展，內(nèi)部燃?xì)獾臏囟扰c壓力仍然較低。由于失去了彈頭的約束，燃?xì)馍淞髟谳S向上擴(kuò)展的阻礙大大減小，燃?xì)馀蛎浉映浞郑沟?個瓶狀激波內(nèi)部燃?xì)獾臏囟扰c壓力升高，第2個馬赫盤與第2個瓶狀激波結(jié)構(gòu)逐漸消失。

為進(jìn)一步研究馬赫盤隨時間擴(kuò)展的規(guī)律，圖13給出了膛口第1個馬赫盤位移隨時間變化情況。對其位移隨時間變化特性進(jìn)行擬合，發(fā)現(xiàn)其位移隨時間滿足指數(shù)上升規(guī)律為

x1(t)=24+36/(1+10(1.988-t)1.67)，

(18)

式中：x1(t)為距膛口位移(mm)，膛口為位移原點；時間t的單位為ms.

圖13 膛口第1個馬赫盤位移隨時間變化曲線Fig.13 Position of the first Mach disk versus time

4.2.4 流場對彈體的速度影響分析

為了解在水下全淹沒發(fā)射條件下膛口流場對彈體速度的影響，圖14給出了彈頭速度隨彈頭距膛口位移變化曲線。

圖14 彈頭速度隨彈底距膛口位移變化曲線Fig.14 Bullet velocity curve

由圖14可見，彈頭在水下全淹沒發(fā)射條件下，出膛后同時受到彈前水環(huán)境的阻力和彈后高速燃?xì)獾臎_擊。彈頭出膛后，在膛口流場影響范圍內(nèi)(距膛口位移x1<85 mm)，由于膛口近場空化水蒸汽的密度比水小得多，減小了彈前阻力，同時受到彈后高速燃?xì)鉀_擊彈底形成的彈底激波影響，使得彈頭不斷加速，在彈底距膛口85 mm處達(dá)到最大，為232.7 m/s.隨著彈頭遠(yuǎn)離膛口流場區(qū)域(x1>85 mm)，在彈前水環(huán)境阻力的作用下，彈頭速度不斷衰減。

5 結(jié)論

本文搭建了水下發(fā)射實驗平臺，觀測了12.7 mm彈道槍在水中全淹沒式發(fā)射時膛口流場演變的過程。建立了水下內(nèi)彈道與膛口二維多相流模型，針對實驗工況進(jìn)行了數(shù)值模擬，通過對比驗證了數(shù)值模型的合理性。得出以下主要結(jié)論：

1)燃?xì)獬鎏藕笈c空化產(chǎn)生的水蒸汽摻混，加速了燃?xì)饬鲌鲂纬桑粡楊^遠(yuǎn)離膛口后，彈頭表面不斷空化產(chǎn)生水蒸汽，形成超空泡，同時在彈頭尾部會留下細(xì)長的氣柱。

2)火藥燃?xì)獬鎏趴诤螅?jīng)歷兩次膨脹- 壓縮過程，形成包含2個瓶狀激波的復(fù)雜激波結(jié)構(gòu)。第1個馬赫盤隨時間向下游擴(kuò)展，其位移隨時間滿足指數(shù)上升規(guī)律，即x1(t)=24+36/(1+10(1.988-t)1.67)，第2個馬赫盤逐漸消失。

3)彈頭出膛后，在膛口流場影響范圍內(nèi)，不斷加速，在彈底距膛口85 mm處達(dá)到最大，為232.7 m/s.隨著彈頭遠(yuǎn)離膛口流場區(qū)域，彈頭速度不斷衰減。