發(fā)射箱后蓋構(gòu)型對箱內(nèi)初始沖擊波形成的影響

梁曉揚, 陸辰昱, 樂貴高

(南京理工大學(xué) 機械工程學(xué)院, 江蘇 南京 210094)

0 引言

箱式發(fā)射技術(shù)可有效改善導(dǎo)彈的運輸和貯運環(huán)境,大幅縮短戰(zhàn)時裝填準備時間,在目前的各型陸基和艦載武器裝備中得到了廣泛應(yīng)用[1-3]。發(fā)射箱蓋作為該技術(shù)的重要組成部分,其開啟方式直接關(guān)系到作戰(zhàn)時的發(fā)射響應(yīng)速度,因此一直是發(fā)射領(lǐng)域的研究熱點。早期,發(fā)射箱蓋大多采用機械結(jié)構(gòu)或爆破等形式打開,但是這些開蓋方式均有不同程度的缺點,如機械蓋開蓋機構(gòu)復(fù)雜、反應(yīng)時間長;爆破蓋維護成本高、火工品爆炸易對彈頭處的精密元件造成損傷等。為滿足新的發(fā)射要求,簡單的開蓋方式和便捷的易碎蓋技術(shù)成為當前的重點研究方向。對于使用該技術(shù)的發(fā)射箱,主要有3種開蓋方式[4],即彈頭直接頂破、燃氣脹破式(常見于同心筒發(fā)射裝置)和燃氣壓力波沖破。其中,利用發(fā)射箱后蓋反射壓力波(由燃氣排出時產(chǎn)生)沖破前蓋,可有效避免彈頭撞擊前蓋時發(fā)生損傷,或者燃氣流高溫?zé)g彈體和發(fā)射裝置。多種貯運發(fā)射箱裝備采用該開蓋方式,如美國愛國者防空導(dǎo)彈發(fā)射系統(tǒng)。因此,形成提高箱內(nèi)沖擊波強度的設(shè)計方法,對發(fā)射裝置的性能優(yōu)化具有重要的指導(dǎo)意義。

近年來,國外研究人員采用數(shù)值方法和實驗方法對開放式激波管[5-7]在短時間內(nèi)出現(xiàn)的高瞬態(tài)流動現(xiàn)象和超聲速射流撞擊物面形成的流動結(jié)構(gòu)[8-11]進行了深入研究。這些研究結(jié)果對于理解瞬態(tài)超聲速射流的動態(tài)演變過程和沖擊流場中出現(xiàn)的物理現(xiàn)象有很大的幫助,但其仍不能深刻認識發(fā)射箱內(nèi)沖擊波的產(chǎn)生過程。而目前,在國內(nèi)有很多學(xué)者對燃氣沖擊波開蓋技術(shù)開展了大量相關(guān)研究工作。苗佩云等[12]討論了燃氣開蓋技術(shù)的必要性,并通過數(shù)值方法分析對比了4種燃氣開蓋方案的可行性,研究結(jié)果表明,4種方案均可通過后蓋反射的燃氣沖擊波將發(fā)射筒前蓋開啟。在隨后的研究中,姜毅等[13]、傅德彬等[14]采用數(shù)值模擬和試驗測試方法對發(fā)射筒燃氣開蓋技術(shù)進行研究,得出了類似的結(jié)論。黨海燕等[15]探討了發(fā)射箱前后蓋壓力匹配的問題。郭錦炎等[16]分析了發(fā)動機建壓速率對傳遞到前蓋壓力波能量的影響。張寶振等[17]采用CEL方法對壓力波開蓋問題進行研究,得到了前易碎蓋的受載特性。以上研究成果在一定程度上為燃氣沖擊波開蓋技術(shù)的研究提拱了參考依據(jù),但很少有工作直接分析比較不同后蓋構(gòu)型對箱內(nèi)反射壓力波強度的影響。

本文采用數(shù)值模擬方法,結(jié)合網(wǎng)格動態(tài)自適應(yīng)技術(shù),對國內(nèi)某型號發(fā)射箱發(fā)射過程進行了數(shù)值計算,詳細地分析了箱內(nèi)反射壓力波的形成機制和傳播特性以及其出現(xiàn)的物理現(xiàn)象。對比了后蓋構(gòu)型對箱內(nèi)反射沖擊波的影響,以期獲得對于提高沖擊波反射強度有意義的設(shè)計參數(shù)。

1 物理模型

1.1 幾何模型

針對沖擊波開蓋技術(shù)發(fā)射箱內(nèi)復(fù)雜流動特性的研究,為確保問題研究的真實性,本文采用的發(fā)射裝置幾何模型來自國內(nèi)某出口型號裝備,具體結(jié)構(gòu)布局如圖1所示。其中,圖1(e)為平板型和穹頂型兩種后蓋。二者均由環(huán)氧泡沫材料制成,并在表面設(shè)置弱化槽以實現(xiàn)正反兩個方向上不同的承壓要求。導(dǎo)彈發(fā)動機結(jié)構(gòu)如圖1(c)所示,噴管喉部直徑Dt=120 mm,出口直徑De=350 mm,收斂半角為30°,擴張半角為22°。發(fā)動機堵蓋材料為輕質(zhì)泡沫(材料硬度較低,破碎后不會對后蓋產(chǎn)生影響),通過膠粘的方式固定在喉部位置,并依據(jù)技術(shù)條件,滿足破膜壓強為2 MPa的打開要求。

圖1 某發(fā)射箱模型及監(jiān)測面分布示意圖Fig.1 Schematic diagram of structure and monitoring surface distribution of a launch canister model

為定量分析箱內(nèi)沖擊波傳播過程中強度的變化特性和作用于前蓋上的開蓋能量,在發(fā)射箱內(nèi),沿彈體軸線方向布置了多道監(jiān)測面,其名稱和位置分布如圖1(a)所示。需要指出的是,兩種結(jié)構(gòu)的監(jiān)測面位置均一致,其具體相對位置(距彈體尾端面)在表1中給出。

表1 發(fā)射箱內(nèi)監(jiān)測面位置分布

1.2 網(wǎng)格劃分及邊界條件

發(fā)射箱內(nèi)形成的流動區(qū)域具有非常復(fù)雜的幾何特征,很難對其直接生成高質(zhì)量的網(wǎng)格,為此本文在幾何模型處理方面做了相關(guān)簡化,刪除了對流場影響不大的細節(jié)部分,如減重孔、工藝圓角等,但保留了尾翼、導(dǎo)軌等較大的結(jié)構(gòu)特征,以減小幾何邊界對沖擊波傳播特性的影響。圖2(a)給出了整個計算區(qū)域的網(wǎng)格模型。在對計算空間進行離散時,考慮到燃氣射流結(jié)構(gòu)屬于高度可壓縮流動,非結(jié)構(gòu)網(wǎng)格不僅會對計算精度帶來一定的耗散,也會影響2階計算精度收斂的穩(wěn)定性。因此,本文采用分塊網(wǎng)格劃分方法,把整個計算空間分成若干子區(qū)域,然后對每個子塊均采用高質(zhì)量的結(jié)構(gòu)化貼體網(wǎng)格進行離散,并對流動物理量變化劇烈區(qū)域,如邊界層區(qū)域、噴管壁面附近、射流核心區(qū)域,生成較密的網(wǎng)格來更好地捕捉流動細節(jié),具體物面網(wǎng)格分布細節(jié)如圖2(b)和圖2(c)所示。同時,為滿足湍流模型壁面函數(shù)對物面附近網(wǎng)格的要求,劃分10層網(wǎng)格模擬邊界層,其中第1層網(wǎng)格距壁面高度約3 mm,相鄰網(wǎng)格之間以等比例方式增長,以確保壁面附近的典型y+值小于30。

圖2 計算區(qū)域網(wǎng)格和邊界條件Fig.2 Computational domain and boundary conditions

邊界條件的定義如圖2中所示,噴管入口為燃氣進口,采用滯止總壓入口條件,總溫為3 400 K,總壓值采用樣條曲線插值的方法實現(xiàn),具體燃燒室總壓-時間歷程曲線如圖3所示。數(shù)值計算中,發(fā)動機燃氣和空氣均視為熱力學(xué)性質(zhì)不同的兩種理想氣體,且相互之間不發(fā)生化學(xué)反應(yīng),具體燃氣組分熱力學(xué)參數(shù)見表2。計算區(qū)域外邊界定義為壓力出口,壓強和溫度值與周圍環(huán)境條件相同。模型中發(fā)射箱、導(dǎo)彈等壁面邊界均定義為絕熱無滑移固壁條件,并采用非平衡壁面函數(shù)求解近壁面湍流。對于箱體后蓋的處理,其開啟前,后蓋屬性定義為固體介質(zhì),并記錄后蓋內(nèi)表面壓強變化情況;當滿足開啟后蓋的設(shè)計條件時,即內(nèi)表面平均壓強為80 kPa,則將后蓋由固體屬性定義為流體介質(zhì),即氣流可自由通過。

圖3 發(fā)動機燃燒室總壓-時間變化曲線Fig.3 Curve of total pressure varying with time of rocket engine combustion chamber

表2 發(fā)動機熱力學(xué)參數(shù)

1.3 網(wǎng)格無關(guān)性驗證

在數(shù)值計算過程中,網(wǎng)格的質(zhì)量、疏密程度、單元面法線與流動方向是否對齊等因素,關(guān)系到控制方程中物理量的空間離散形式和收斂狀態(tài),這是直接影響方程組迭代誤差的一個較為重要的方面。因此在數(shù)值研究過程中,有必要確定模型網(wǎng)格滿足高質(zhì)量和高分辨率的要求。為進行網(wǎng)格收斂性研究,本節(jié)采用上述網(wǎng)格劃分方法,選取895萬(Grid 1)、1 216萬(Grid 2)、1 453萬(Grid 3)三套網(wǎng)格來評估網(wǎng)格數(shù)量對計算結(jié)果的影響。圖4給出了上述三套網(wǎng)格得到的發(fā)射箱后蓋平均壓強隨時間變化曲線,由圖4中的曲線變化趨勢可以看到,三套網(wǎng)格均能較好地反映后蓋受到?jīng)_擊波作用后的響應(yīng)歷程。所不同的是當網(wǎng)格數(shù)量較密(Grid2和Grid3)時,曲線基本重合在一起,數(shù)值結(jié)果之間差異小于5%,可見模型網(wǎng)格數(shù)量在1 200萬時,基本可以滿足計算誤差要求。而網(wǎng)格較為稀疏時(Grid 1),曲線與另外兩條出現(xiàn)一定誤差,其數(shù)值百分誤差大于20%。綜合考慮硬件資源和時間成本,最終計算模型網(wǎng)格數(shù)量控制在1 216萬比較適宜。

圖4 網(wǎng)格無關(guān)性驗證Fig.4 Grid independence verification

2 數(shù)值方法

2.1 控制方程

基于火箭燃氣超聲速流動滿足連續(xù)介質(zhì)和理想氣體假設(shè),在不考慮化學(xué)反應(yīng)和熱傳導(dǎo)情況下,建立三維多組分可壓縮Navier-Stokes(簡稱N-S)方程,包含質(zhì)量、動量和能量的控制方程[18-19]形式如下:

多組分輸運方程為

(1)

式中:ρ為混合氣體密度;Yl為組分l的質(zhì)量分數(shù);v為速度矢量;Rl為組分l在化學(xué)反應(yīng)后的凈生成率;Jl為組分擴散通量;Sl為自定義源項引起的生成率。

Jl的展開形式可寫為

(2)

式中:Dl,m為混合物介質(zhì)m中組分l的質(zhì)量耗散系數(shù);DT,l為組分l在溫度T的熱擴散系數(shù);T為環(huán)境溫度。

在笛卡爾坐標系Oxyz中,針對單一組分l,其守恒形式的三維可壓縮N-S方程可表示為

(3)

(4)

(5)

(6)

式中:U為流動守恒變量;F、G、H為無黏通量;Fv、Gv、Hv為黏性通量;K為熱傳導(dǎo)系數(shù);t為時間;p、e、τ、μe分別為壓力、比動能、黏性應(yīng)力張量、有效黏性系數(shù);u、v、w分別為速度在x軸、y軸、z軸方向上的分量。

對于湍流模型,本文采用RNGk-ε(k和ε分別為湍動能和耗散率)兩方程模型[20]。Lijo等[21]研究指出,與其他湍流模型相比,RNGk-ε模型在預(yù)測氣體射流空間演變的時變過程有更佳的精度,因此可以更精確地求解射流發(fā)展過程中的流動細節(jié)。其湍動能方程(k方程)為

(7)

式中:μ為混合物黏性;μt為渦粘系數(shù);Gk為平均速度梯度引起的湍動能的產(chǎn)生項;常系數(shù)σk=1.39。

湍動耗散率方程為

(8)

式中:常系數(shù)σε=1.39;C1ε=1.42;C2ε=1.68;Rε為耗散率方程ε的附加項,

(9)

Cμ=0.084 5,η=Sk/ε,S為平均特征應(yīng)變率,η0=4.38,β=0.012。

基于有限體積法對上述主控方程離散和非定常流場求解時,空間格式上采用具有3階精度的MUSCL中心差分格式離散,對流無黏通量求解采用2階精度的AUSM+格式,以克服高馬赫數(shù)流場中強間斷位置出現(xiàn)的數(shù)值不穩(wěn)定現(xiàn)象[22];時間推進采用LU-SGS(Lower-Upper Symmetric)隱式方法,且每個時間步的物理時間固定為1×10-5,每個時間步內(nèi)有20個迭代子步,以確保全局流場物理量殘差可以下降3個數(shù)量級。離散方程組的求解采用Gauss-Seidel隱式方法迭代。

2.2 網(wǎng)格動態(tài)自適應(yīng)

在數(shù)值分析過程中,當開始創(chuàng)建計算域網(wǎng)格時,流場特征是未知的,因此生成的網(wǎng)格很難保證計算區(qū)域的不同位置都具備合理的網(wǎng)格分布,尤其是涉及到隨時間演變的物理問題。由于計算效率和硬件資源的限制,通常不可能對流動區(qū)域使用均一的非常密的網(wǎng)格。為更好地解決上述問題,又不大幅增加計算量,在工程應(yīng)用領(lǐng)域中,自適應(yīng)網(wǎng)格技術(shù)是一種很好且經(jīng)濟的選擇。

根據(jù)網(wǎng)格加密和粗化策略的不同,網(wǎng)格自適應(yīng)方法的實現(xiàn)途徑有多種,本文求解器采用當前常用的h-type自適應(yīng)策略。該方法原理簡單,通過對局部單元剖分或合并的方式來改變網(wǎng)格的疏密,可有效避免其他方法在求解三維復(fù)雜流場時計算穩(wěn)定性較差的問題。其實現(xiàn)過程和數(shù)據(jù)結(jié)構(gòu)如圖5所示,為完整起見,更具體的細節(jié)可見參考文獻[23-24]。

圖5 二維網(wǎng)格自適應(yīng)過程及數(shù)據(jù)結(jié)構(gòu)示意圖Fig.5 2D mesh adaptation process and data structure

為有效進行網(wǎng)格自適應(yīng),需要確定合適的自適應(yīng)判據(jù),以標識哪些網(wǎng)格單元需要加密或粗化。根據(jù)流場特點,自適應(yīng)判據(jù)可以有多種形式,過去許多研究人員提出并討論了許多判據(jù)指標來判斷網(wǎng)格需要變化的區(qū)域。在本文中,針對燃氣流場包含復(fù)雜波系結(jié)構(gòu)的特點,基于Lovely等[25]的研究,綜合考慮馬赫數(shù)和壓力梯度的影響,定義自適應(yīng)判據(jù)如下:

(10)

(11)

在具體操作過程中,應(yīng)用以下條件判斷網(wǎng)格單元是否需要加密或粗化:

3 模型驗證

為驗證本文中數(shù)值方法的有效性和網(wǎng)格自適應(yīng)方法對流場不連續(xù)位置的捕捉能力,以Lamont和Hunt等進行的超聲速射流撞擊不同角度的斜板實驗作為驗證算例;該實驗給數(shù)值計算工作提供了高質(zhì)量的紋影照片,因此是數(shù)值求解器的理想測試案例。試驗中產(chǎn)生射流的噴管喉部半徑r=10.7 mm,出口直徑Dn=15 mm,收斂段型面由5.12r喉部半徑的圓形與2r喉部半徑的圓形相切而成,擴張段為15°半角錐形。噴管在PR為1.2和2的操作條件下運行,其中PR定義為噴管出口處壓強與環(huán)境壓強的比值。具體的實驗描述和測試細節(jié)請見參考文獻[26-27]。圖6給出了本文計算得到的數(shù)值紋影結(jié)果與實驗紋影圖的對比情況。從圖6中可以看到,模擬結(jié)果清晰地捕捉到了沖擊流場的各種特征,并且激波結(jié)構(gòu)與實驗結(jié)果一致性較好,證明了本文算法的可靠性。此外,也可以發(fā)現(xiàn)網(wǎng)格自適應(yīng)方法能夠在保證數(shù)值穩(wěn)定性的前提下,使接觸不連續(xù)位置的網(wǎng)格分辨率得到明顯提高。

圖6 試驗結(jié)果與本文計算結(jié)果流場對比圖Fig.6 Flow field comparison between test results and calculated results

圖7給出了標準k-ε湍流模型和RNGk-ε湍流模型得到的平板上的壓力分布曲線,主要目的是為了評估本文湍流模型對復(fù)雜沖擊流場的模擬能力。曲線橫坐標參量以噴管出口半徑進行無量綱化處理(s為噴管軸線與平板交點位置到測量點的距離,Rn為噴管出口半徑),縱坐標采用噴管入口總壓進行無量綱化處理(pc為噴管入口總壓,p為相應(yīng)位置的壓力值)。從壓強分布曲線中可以觀察到,兩種湍流模型預(yù)測到的結(jié)果與實驗測試結(jié)果在趨勢上保持一致,其壓強峰值點也在一定程度上正確地反映了滯止點的位置,但是RNGk-ε湍流模型得到的物理量結(jié)果更加接近于實驗數(shù)據(jù),總體數(shù)值差異小于5%。因此,采用RNGk-ε湍流模型對欠膨脹射流進行數(shù)值求解比較合理。

圖7 試驗結(jié)果與數(shù)值結(jié)果平板上壓強分布的比較Fig.7 Comparison of test results with numerical results of pressure distribution on the plate

4 計算結(jié)果及分析

4.1 發(fā)射箱內(nèi)流動特性

非定常燃氣流場動態(tài)演化過程中,流場特征(激波、接觸間斷、沖擊波等)位置會隨時間的推進在空間上發(fā)生遷移。因此,需要進一步確認本文自適應(yīng)方法能夠可靠地對相關(guān)網(wǎng)格進行動態(tài)調(diào)整。在本節(jié)中,首先依據(jù)前文的自適應(yīng)方法,在初始網(wǎng)格上使用細化級別為3,最小尺寸為2 mm的細化參數(shù),獲得如圖8所示的射流發(fā)展過程動態(tài)自適應(yīng)網(wǎng)格圖。由圖8并結(jié)合馬赫數(shù)場云圖可以觀察到:t=1 330 μs 時刻,當前的自適應(yīng)方法對流場發(fā)展中特別重要的區(qū)域,如沖擊波陣面、噴管附近初始渦環(huán)位置等,進行了有效的局部加密,取得了令人滿意的效果;t=1 600 μs時刻,隨著流動的發(fā)展,當前的自適應(yīng)方法可以根據(jù)需要,將上一時刻網(wǎng)格進行了有效的動態(tài)調(diào)整,使其更符合物理問題對網(wǎng)格分辨率的要求。

圖8 射流發(fā)展過程中網(wǎng)格動態(tài)自適應(yīng)Fig.8 Dynamic mesh adaptation during jet development

圖9詳細地給出了平板型后蓋情況下,起始沖擊波與箱體后蓋相互作用的早期階段,以及向前蓋方向傳播沖擊波的產(chǎn)生機制。此處的起始沖擊波(見圖9(a))最初是由發(fā)動機堵蓋破膜瞬間產(chǎn)生的,其傳播速度會領(lǐng)先于未膨脹的燃氣射流在噴管內(nèi)向下游傳播。圖9中t=0 μs時刻表示為發(fā)動機堵蓋打開時間。由圖9可見:在t=1 200 μs時刻,起始沖擊波從左向右傳播到箱蓋端面,并在噴管邊緣附近出現(xiàn)由于剪切層和激波衍射而形成的主渦環(huán);t取值為1 400～1 600 μs時刻,起始沖擊波與箱蓋發(fā)生碰撞,同時在壁面上沖擊點附近形成一個滯止區(qū)域,且隨著時間的推移,此滯止區(qū)域會逐漸擴大。由于此區(qū)域附近的物理參量變化劇烈,流動結(jié)構(gòu)在這里會發(fā)生極大的改變,導(dǎo)致流線不斷沿徑向向外偏轉(zhuǎn),會使跨過此處的氣流逐漸轉(zhuǎn)折成與壁面平行;t取值為1 800～2 900 μs時刻,沿徑向傳播的氣流與箱體側(cè)壁發(fā)生相互作用,并在箱體側(cè)面拐角處附近發(fā)生另一個改變氣流方向的梯度區(qū)域,引起流動偏轉(zhuǎn),從而出現(xiàn)向前蓋方向傳播的壓力波。

圖9 不同時刻箱內(nèi)沖擊波發(fā)展過程Fig.9 Developing process of the shock wave in the launch canister at different times

圖10顯示了平板型后蓋情況下,沖擊波在箱內(nèi)傳播及與前蓋相互作用的整個過程。由圖10可見:由于發(fā)射箱與彈體之間形成的主通道具有一定的導(dǎo)向性,在t分別為6.23 ms、8.73 ms和9.73 ms時刻,最初經(jīng)箱體后蓋與發(fā)動機起始沖擊波相互作用產(chǎn)生的壓力波在發(fā)射箱前半部分以穩(wěn)定的平面沖擊波形狀向前發(fā)展,并且其波陣面強度隨傳播距離的變化出現(xiàn)一定程度的衰減。此后,隨著箱內(nèi)通道截面積的增加,超壓峰值明顯下降;在t=17.73 ms時刻,運動的沖擊波到達前蓋并與之發(fā)生碰撞,在前蓋的邊緣位置處形成規(guī)則反射;由于發(fā)射箱前蓋具有一個凹壁輪廓,在t取值為18.23～18.73 ms時刻可以發(fā)現(xiàn)沖擊波在前蓋中心點位置匯聚,并出現(xiàn)局部沖擊強度的迅速增加,顯然這對前易碎蓋的順利吹破是有利的。

圖10 沖擊波在箱內(nèi)傳播及與前蓋相互作用過程Fig.10 Shock wave propagation in the launch canister and interaction with the front cover

4.2 箱蓋幾何構(gòu)型對反射沖擊波的影響

為對比不同后蓋構(gòu)型對箱內(nèi)沖擊波形成的影響,圖11定性地比較了平板型箱蓋結(jié)構(gòu)和穹頂型箱蓋結(jié)構(gòu)下不同時刻箱內(nèi)的流動特性。在這兩種情況下,兩種箱蓋端面與噴管出口平面之間有相同的距離,并且后蓋打開壓強相同,以便可以更好地對這兩種結(jié)構(gòu)進行評估。由圖11可以明顯地觀察到兩種流動之間的差異:兩種情況下起始沖擊波在相同時刻抵達箱蓋并與之發(fā)生相互作用(t=1 330 μs);隨后氣流發(fā)生偏折,并沿徑向方向發(fā)展,且二者呈現(xiàn)出相似的流動特征(t=1 830 μs)。這兩種情況的主要區(qū)別在于,平板型箱蓋與起始沖擊波相互作用后,氣流方向會折轉(zhuǎn)成與箱體側(cè)壁垂直;因此,當沖擊波移動至箱體側(cè)壁時將與之發(fā)生垂直碰撞;然后在壁面前方出現(xiàn)一道強烈的反射激波(t=1 930 μs)。緊接著,反射激波與迎面而來的氣流產(chǎn)生相互作用,并在箱體拐角位置形成了一個高度不穩(wěn)定的湍流區(qū)域。由于反射激波的強烈擾動耗散了流動中所包含的能量,最終會顯著地影響箱內(nèi)通道中的壓力波強度,見圖中t取值為2 030～2 630 μs時刻。對于穹頂型箱蓋,由于其結(jié)構(gòu)邊緣有一定程度的抬升,偏轉(zhuǎn)后的氣流在沿箱蓋表面發(fā)展過程中,受結(jié)構(gòu)表面的限制,使得其流動方向逐漸發(fā)生改變,最終影響其撞擊箱體側(cè)壁時的角度。意味著沖擊波與箱體側(cè)壁相互作用后將明顯地減緩箱體拐角位置處湍流區(qū)域的形成,從而可以有效地提高箱內(nèi)初始壓力波強度。

圖11 不同后蓋構(gòu)型箱內(nèi)沖擊波形成對比(左為平板型,右為穹頂型)Fig.11 Comparison of shock wave formation in the caniser with different cover configurations (Left is plate type, right is dome type)

為了對沖擊波在掃過箱內(nèi)通道抵達前蓋過程中的傳播特性進行定量評估,圖12分別顯示了兩種后蓋構(gòu)型下箱內(nèi)各監(jiān)測面和前蓋上平均壓強隨時間變化曲線。由圖12可以清晰地觀察到:發(fā)射箱內(nèi)沖擊波在通過各監(jiān)測面后,監(jiān)測面上的超壓峰值迅速上升,然后隨著沖擊波向下游的傳播,各監(jiān)測面上的超壓峰值會出現(xiàn)一定程度的下降;根據(jù)曲線形態(tài)和變化趨勢可以推測兩種箱蓋構(gòu)型在與發(fā)動機起始沖擊波相互作用后,均能在箱內(nèi)形成穩(wěn)定的向前蓋方向傳播的沖擊波,從側(cè)面表明了利用燃氣壓力波將前蓋沖破在原理上是可行性。通過比較兩種箱蓋構(gòu)型下各監(jiān)測面上的壓力峰值可以發(fā)現(xiàn),穹頂型箱蓋構(gòu)型中,箱內(nèi)壓力波在彈體尾端面位置(S-0)上的超壓峰值從50.4 kPa提升到了74.8 kPa,而最終前蓋上的超壓峰值從29.3 kPa提升到了43.6 kPa,綜合分析,兩種情況之間的差異達到了48%左右,這與前面的分析具有很好的一致性,表明了穹頂型箱蓋可以有效地提高箱內(nèi)壓力波初始峰值的強度,促進在前易碎蓋處可以形成更強的壓力峰值。另外,根據(jù)發(fā)射箱前蓋上的壓力-時程曲線可知,當沖擊波作用于前蓋時,其壓力峰值相較于前方的監(jiān)測面S-5有所上升,這種現(xiàn)象主要是由于組成沖擊波的一道道壓縮波在與前蓋相遇后得到進一步疊加,導(dǎo)致壓力顯著增大。

圖12 發(fā)射箱內(nèi)各監(jiān)測面及前蓋上超壓曲線Fig.12 Overpressure curves of each monitoring surface and the front cover of the launch canister

5 結(jié)論

本文采用數(shù)值模擬方法,結(jié)合網(wǎng)格自適應(yīng)技術(shù),詳細研究了燃氣沖擊波開蓋技術(shù)中箱內(nèi)初始沖擊波的形成機制以及其在箱內(nèi)通道中的傳播過程,在此基礎(chǔ)上分析了平板型和穹頂型箱蓋結(jié)構(gòu)對箱內(nèi)流動變化的影響。得出以下主要結(jié)論:

1)本文采用的網(wǎng)格自適應(yīng)方法能夠較好地識別到非定常燃氣流場演化過程中關(guān)心的流動特征,模型計算網(wǎng)格可根據(jù)流動特征位置的實時變化進行局部動態(tài)調(diào)整,大幅度提高了數(shù)值解精度和計算效率。

2)對比了平板型后蓋和穹頂型后蓋箱內(nèi)沖擊波的演化過程。結(jié)果表明,兩種箱蓋結(jié)構(gòu)均能在箱內(nèi)通道中形成穩(wěn)定的向前蓋方向傳播的沖擊波。其中,穹頂型后蓋減緩了箱體拐角位置處湍流區(qū)域的形成,有利于減少氣流沖能量的耗散。

3)相較于平板型后蓋,穹頂型后蓋可以提高箱內(nèi)沖擊波的強度,使得作用在前蓋上的最大超壓峰值增加48%,進一步縮短前蓋開啟的時間。