跨介質航行器多體分離特性分析

汪 帥 ,董 萌 ,王 升

(1.中國船舶集團有限公司 第705 研究所,陜西 西安,710077;2.海裝駐西安地區第一軍事代表室,陜西 西安,710077)

0 引言

跨介質航行器作為一種新型航行器受到了越來越多的關注,大氣和水2 種介質物性截然不同,密度相差近800 倍,因此跨介質航行器在空中飛行段和水下航行段對流體動力布局有著不同的要求,故跨介質航行器一般需要在入水前或入水后完成變形。

跨介質航行器在高速入水時,承受著極大的侵水沖擊,為保護航行器頭部免受破壞,通常在航行器頭部加上保護頭帽[1-3]或降載空化器[4],以起到緩沖降載作用;但對于更高入水速度的情況,頭帽的保護作用有限,為對航行器進行更全面的保護,可以在其外部套上一層保護體,航行器帶保護體完成入水后,再與保護體分離?，F有關于航行器水下分離的研究,通常將水下航行載荷作為航行器回轉外形的一部分,載荷與運載器串聯連接,在分離時載荷從頂端利用推沖產生的推力分離,或在重力/浮力作用下旋轉解脫[5-9]。然而這幾種分離方式并不適合航行器從保護體中分離的情形,由于航行器較長,且被完全包裹在保護體之中,想在保護體中將航行器完全推出難度較大,利用重力解脫亦不適合此情形?？紤]到分離時航行器仍處在航行狀態,一種可行的思路是借鑒火箭助飛魚雷的雷箭分離方案[10],讓保護體的分離艙在水流沖擊作用下張開至一定角度后解脫,完成與航行器的分離。

有關航行器水下分離的研究主要是通過求解剛體運動學方程進行,未能充分考慮分離過程中復雜的流體作用力,文中結合計算流體力學(computational fluid dynamics,CFD)數值仿真 和6 自由度多體動力學模型仿真對跨介質航行器分離艙水下分離過程進行了研究,分析了水下分離的主要特點。

1 模型建立

跨介質航行器分離艙分為左右兩部分,分離艙在尾端與航行器通過鉸鏈連接,分離艙繞鉸鏈轉動張開,鉸鏈中心位于分離艙尾端面。具體結構如圖1 所示。航行器與保護體的分離可分為以下2 步: 1) 切割頭帽,側向拋離,完成頭帽與分離艙的分離;2) 分離艙在水流沖擊作用下與航行器分離。文中工作主要針對步驟2)來進行。

圖1 跨介質航行器結構示意圖Fig.1 Structure of the trans-medium vehicle

2 數值分析方法

2.1 CFD 數值計算方法

通過CFD 數值計算來獲取分離艙在不同張開角大小和張開角速度下的流體位置力和阻尼力矩,CFD 計算在商用軟件STAR-CCM+中完成,求解采用了重疊網格技術,共用到4 個計算域: 背景域、航行器域、左分離艙域和右分離艙域,不同計算域之間通過重疊網格界面傳遞數據。在計算分離艙不同轉動位置下的流場信息時,只需將左、右分離艙計算域進行相應旋轉,然后更新交界面即可,不需每次重新導入幾何生成網格。

流體求解器選用不可壓耦合求解器,對流項離散采用2 階迎風格式,湍流模型選用SSTk-ω,采用時間推進方式獲得穩定狀態下的流場,時間推進格式為隱式雙時間步長法,物理時間步長設為0.1 s,內迭代步為5 步,CFL(Courant-Friedrichs-Lewy)數設為50,計算所用網格如圖2 所示,總計算網格單元約為1 100 萬。

2.2 分離艙轉動動力學數學模型

根據動力學平衡條件,可得描述分離艙轉動過程的動力學方程為

流體動力參數M0θ和(θ)可通過CFD 計算方式來獲取。采用龍格-庫塔法對式(1)進行積分后即可求得分離艙張開過程中的運動參數和受力情況。

2.3 流體仿真+6 自由度運動耦合求解方法

采用動力學數學模型分析方法的局限性在于僅僅通過分離艙轉動的位置和轉動速度確定了分離艙所受流體力矩,而在分離艙轉動過程中,在多體干涉作用下,流體運動具有強烈的非定常性。流體非定常運動產生的力主要體現在附加質量上,由于分離艙轉動過程中其相對航行器的位置在不斷變化,對多體系統來說,不同相對位置下的非定常運動所誘導生成的非定常力大小是不同的,難以用單一的附加質量來對其進行衡量。而采用流體仿真+6 自由度運動耦合求解的方式,則可以在每一步計算時,先通過CFD 求解獲得流場信息,基于最新的流場數據得到分離艙受力情況,據此對分離艙運動方程進行求解,獲得下一時刻分離艙所在位置,并根據運動情況對網格進行更新,如此迭代可獲得不同時刻分離艙的運動參數。采用流體仿真+6 自由度運動耦合求解,可以獲得非定常運動過程中每一時刻的流場信息,因而更為準確,缺點是計算量較大,難以用于參數化研究。

流體仿真+6 自由度運動耦合求解同樣在STAR-CCM+軟件中完成,時間推進采用雙時間步長法,時間步長為5×10-4s,其余設置與前文相同。

3 計算結果分析

3.1 分離艙受力特性分析

基于CFD 仿真對分離艙在不同轉動位置和轉動角速度下的流場結構和流體力進行了計算分析。

3.1.1 不同張開角下分離艙流體位置力分析

分離艙受到向外張開的力矩是分離艙能夠張開的先決條件,在無輔助分離裝置時,這一力矩由分離艙內外表面流體壓差產生的力來提供。為了探究初始狀態下分離艙能否在水動力作用下開始張開過程,需要先對初始狀態的流場壓力分布進行計算。圖3為計算得到的分離艙內外表面壓力沿軸向分布圖,其中,縱坐標Cp表示無量綱壓力系數,橫坐標x/L為無量綱軸向位置。

圖3 分離艙內外表面壓力沿軸向分布圖Fig.3 Inner and outer axial pressure distributions of the pod

從圖中可見,內外壓力分布規律截然不同: 內表面壓力在前端明顯高于自由來流壓力,這是由于流體在縫隙入口處發生堵塞,流體動能轉變為壓力造成的,隨后縫隙內的流體在進出口壓差作用下流動,在流動阻力作用下壓力不斷降低;外表面壓力在前端存在較長范圍的低壓區,這是因為流體在經過分離艙殼體前端面時發生流動分離(流場速度及流線分布如圖4 所示,可見分離艙外表面的分離泡長度約為航行器直徑的1.4 倍)。在分離渦耗散作用下,分離區中流體的壓力要顯著低于來流。在分離區外,分離艙外表面壓力分布近似為常值,大小與來流壓力相當。分離泡所形成的低壓區是產生壓差的主要來源,在內外壓差作用下,分離艙可僅在水動力作用下開始分離。

圖4 張開角0°時流場速度及流線分布圖Fig.4 Flow field velocity and streamline distribution at opening angle of 0°

分離艙張開一定角度后,流場結構會發生改變,導致分離艙所受力矩發生變化,力矩大小與分離艙張開角度和角速度有關。首先分析分離艙角速度為0、張開角為不同大小時分離艙的受力情況。圖5 給出了分離艙所受力矩(以鉸鏈中心為原點)隨張開角變化曲線。從圖中可見,力矩大小隨著攻角增大先急劇減小,約在0.75°處達到最小值,然后近似以線性規律隨張開角增大而增加。這表明張開角較小時分離艙力矩產生來源與張開角較大時是不同的。

圖5 分離艙所受力矩隨張開角變化曲線Fig.5 Curve of moment of pod versus opening angle

圖6 給出了張開角分別為0.5°和5°時分離艙內外表面壓力軸向分布圖。由圖可見,不同張開角下外表面壓力分布差異不大,張開角5°時的壓力要略高于0.5°;內表面壓力分布隨張開角變化差異較大,對比圖3 和圖6,可發現張開角從0°到0.5°,力矩減小的主要原因是分離艙內表面靠近前端部分的壓力出現了大幅降低,導致前端內外壓差減小;由于前端距鉸鏈中心較遠,力臂較長,因此前端壓力變化會對分離艙力矩造成很大影響;內表面前端壓力減小的主要原因是分離艙張開導致縫隙入口處流通面積變大,流動阻礙變小,流速升高,壓強降低。當張開角較小時,隨著張開角進一步增大,可發現分離艙內表面壓力分布有了整體的提高,尤其是靠近尾端的部分。當張開角較大時,水流沖擊分離艙,速度方向發生折轉,垂直分離艙方向的速度分量減小,給了分離艙較大的法向力。綜上可知,小張開角和大張開角下分離艙力矩產生主要來源不同: 小張開角主要依靠外表面分離區低壓所產生的內外壓差,力矩主要依靠分離艙前段產生;大張開角則主要依靠水流沖擊引起的法向力,力矩主要依靠分離艙中后段產生。

圖6 張開角分別為0.5°和5°時壓力分布Fig.6 Pressure distribution at opening angle of 0.5° and 5°,respectively

3.1.2 不同張開角下分離艙流體阻尼力矩分析

以上分析的前提是分離艙處在靜止狀態,即無角速度的情形,實際分離艙在張開過程中必然存在角速度,會對流場產生較大影響,主要體現在以下2 點: 一是分離艙的轉動使其前端存在向外運動的速度,導致水流相對分離艙的實際攻角小于分離艙的張開角,從而導致有角速度時的力矩要低于靜止狀態值;二是當張開角很小時,縫隙入口處流場狀態受分離艙轉動影響較大,分離艙張開會引起縫隙入口處流速的增大,進而造成內表面壓強降低。以上2 個因素均會導致分離艙力矩大小的降低。

通過將分離艙轉動到不同張開角,并給分離艙計算域賦予給定的張開角速度,可獲得分離艙力矩在不同張開角下隨張開角速度的變化曲線,如圖7 所示?？梢娏乜山瓶醋鼋撬俣鹊木€性函數,對不同張開角下的數據進行線性擬合后可得到張開角為θ時力矩對角速度的阻尼力矩系數(θ),(θ)隨 θ的變化規律見圖8。

圖7 分離艙力矩隨張開角和張開角速度變化曲線Fig.7 Curves of moment of pod versus opening angle and opening angular velocity

圖8 阻尼力矩系數隨張開角變化曲線Fig.8 Curve of damping moment coefficient versus opening angle

阻尼力矩系數(θ)可擬合成張開角θ的指數函數,函數形式為

經過數據擬合得到:a=-2.117×107,b=-8.955,c=-1.517×106,d=-0.286 5。

從圖8 可以看出,擬合得到的曲線與原始數據吻合很好。

3.2 動力學數學模型仿真結果

利用得到的流體力矩和阻尼系數,采用龍格-庫塔法對式(2)進行求解后得到的分離艙張開角與分離艙所受力矩隨時間變化曲線如圖9 所示。從圖中可以看出,在分離初始階段,分離艙張開十分緩慢,在200 ms 內張開度數僅為1°左右,但隨著分離艙張開角度變大,分離艙張開速度迅速變快。分離開始瞬間,分離艙所受力矩急劇下降,這是因為當分離艙張開角較小時,分離艙的阻尼力矩系數極大,分離艙角速度的小幅增加將導致分離艙所受力矩大幅降低,極大的阻尼力矩系數導致分離初始時刻分離艙角速度無法迅速增加,只能維持在較低的水平,只有隨著分離艙張開角逐漸變大,阻尼力矩系數逐漸變小后,分離艙角速度才能逐漸變大。

圖9 分離艙張開角隨時間變化曲線Fig.9 Curve of opening angle of pod versus time

3.3 流體仿真+6 自由度運動耦合仿真結果

通過流體仿真+6 自由度運動耦合仿真對上述數學模型所得結果進行驗證,圖10 和圖11 分別給出了分離艙張開角和力矩隨時間變化曲線,其中方框符號為CFD 耦合運動求解器計算結果,實線為動力學數學模型獲得的結果,從分離艙張開角時間變化曲線可以看出二者結果十分接近,而力矩變化規律則在整體趨勢上基本一致,均是在經過了較長時間緩慢增長期后迅速變大,區別在于CFD 計算結果中力矩后期增長速度并沒有動力學模型中那么快,在分離艙張開角較大時二者差異較為明顯,原因可能在于動力學模型中忽略了非定常運動引起的附加質量,而在分離艙張開角較大時,分離艙的附加質量可能較大,如在動力學數學模型中將其忽略,會造成力矩偏大。

圖10 CFD 與動力學模型分離艙張開角計算結果對比Fig.10 Comparison between the simulation results of separating capsules opening angle of CFD and dynamic model

圖11 CFD 與動力學模型分離艙所受力矩計算結果對比Fig.11 Comparison between the simulation results of separating capsules moment of CFD and dynamic model

4 結論

文中結合動力學數學模型和流體仿真+6 自由度運動耦合仿真對跨介質航行器水下多體分離運動進行了分析研究,研究結果表明,動力學仿真結果和流體耦合計算結果吻合很好,驗證了動力學模型的正確性。計算結果表明,在無外界輔助裝置作用下,分離艙可僅在流體動力作用下完成張開過程,小張開角時分離艙張開主要依靠外表面分離區低壓所產生的內外壓差,流體力矩主要依靠分離艙前段產生,大張開角時則主要依靠水流沖擊引起的法向力,力矩主要依靠分離艙中后段產生。但受流體阻尼力矩的影響,分離艙張開角速度受到限制,分離艙初始張開過程較為緩慢,隨著張開角變大,流體阻尼力矩系數逐漸減小,分離艙張開角速度變得越來越大。這表明在研究分離艙水下分離過程時,流體阻尼力矩不可忽略,如何設計合適的分離方式來減小流體阻尼力矩需要作進一步研究。此外,文中在構造轉動動力學數學模型時忽略了非定常運動引起的附加質量,分離艙附加質量的影響及其與轉動位置之間的關系也值得進一步研究。