杜翔宇,劉少偉,關 嬌

(1.空軍工程大學 防空反導學院, 西安 710051;2.空軍工程大學 信息與導航學院, 西安 710051)

0 引言

電磁軌道發(fā)射器是一種借助電磁力做功的新概念發(fā)射方式,具有動能大、初速高等優(yōu)點,被認為是未來軍事領域發(fā)射技術發(fā)展的方向。但在電磁軌道發(fā)射器走向工程化的過程中,仍然面臨許多問題,其中最重要的2個問題分別是高速滑動條件下的接觸失效問題和復雜的多物理場現(xiàn)象相互耦合問題。針對這2個問題,國內外許多學者進行了針對性研究。

對于接觸問題,朱仁貴等[1]研究了過盈配合對樞軌初始接觸特性的影響;馮登等[2]研究了接觸壓力的分布特性;朱春燕等[3]通過實驗分析了發(fā)射過程中接觸電阻的變化;Hsieh等[4]研究了接觸電阻與接觸壓力的關系。這些研究結果表明,為了保證電樞在高速狀態(tài)下穩(wěn)定運行,必須采用樞軌無間隙過盈配合方式,這就導致電磁軌道發(fā)射器工作過程中惡劣的接觸狀態(tài)難以避免,只能通過合理的結構設計改善。對于發(fā)射器多物理場耦合問題,Lin Qinghua等[5]開發(fā)了場路耦合條件下電磁軌道發(fā)射器的多物理場求解器;Yin等[6]對簡單C形電樞的膛內電磁特性進行了研究;Galanin等[7]基于準靜態(tài)磁場對電磁軌道發(fā)射器的工作過程進行了仿真;Kim等[8]研究了發(fā)射器的電流分布與電感梯度;Li Baoming[9]對增強型電磁發(fā)射器的電-熱耦合特性進行了分析,還對發(fā)射器的大變形現(xiàn)象和損傷特性進行了研究[10]。上述研究結果表明,電磁軌道發(fā)射器的多物理場耦合現(xiàn)象極大影響發(fā)射器性能,采用合適的電磁軌道發(fā)射器結構確實能夠達到改善接觸特性的目的。

本文設計了一種四極凸軌道電磁發(fā)射器結構,并基于電磁-熱-結構耦合有限元-邊界元仿真模型對其動態(tài)發(fā)射過程進行了研究,分析了電樞運動過程中的瞬態(tài)受力情況和接觸特性、電磁特性、溫度特性。

1 控制方程與模型參數(shù)

本文中以螺栓預緊型四極凸軌道電磁發(fā)射器作為研究對象,圖1(a)所示為電磁發(fā)射試驗平臺,圖1(b)所示為發(fā)射裝置本體。由于發(fā)射裝置中無鐵磁性材料,且支撐體、緊固件等部件均與發(fā)射器電樞和軌道保持絕緣,研究表明對發(fā)射器的多物理場耦合特性影響較小,因此本文在研究發(fā)射器多物理場耦合特性時,不對這些部件進行建模。圖1(c)所示為研究中采用的樞軌系統(tǒng)模型。

圖1 發(fā)射試驗平臺結構Fig.1 Structure of the launcher test platform

模型中電樞與軌道的材料分別為6061鋁合金和鉻鋯銅,模型具體參數(shù)見表1所示。

表1 模型參數(shù)Table 1 Paramaters of the model

續(xù)表(表1)

電磁軌道發(fā)射器的工作過程涉及電磁場、溫度場、結構場等復雜的多物理場耦合現(xiàn)象,伴隨著電磁相互作用下的電磁感應與趨膚效應,電樞與軌道之間的電流傳導,電樞運動過程中的摩擦熱、焦耳熱生成與傳遞,電樞與軌道受力狀態(tài)下的接觸與變形等。發(fā)射器工作過程中涉及的多物理場耦合關系如圖2所示。

圖2 電磁軌道發(fā)射器中的多物理場耦合關系Fig.2 Coupling relation of multiple physical fields in railgun

對于電磁場來說,由于脈沖電流頻率較低,場強的變化與場源的變化之間幾乎是無時延的,因此可以忽略傳導電流,也就是說不考慮電場變化產(chǎn)生的磁場。基于該假設,采用磁矢勢和電標勢作為變量,可以將麥克斯韋方程組改寫為:

(1)

(2)

式(1)稱為磁場擴散方程,式(2)稱為電流連續(xù)性方程。其中:A為磁矢勢;φ為電標勢;μ、σ分別為材料的磁導率和電導率;JS為源電流密度;v為導體運動速度。由于速度項v的存在,方程的數(shù)值計算穩(wěn)定性較差。因此采用拉格朗日坐標描述運動導體,在拉格朗日坐標下,速度項v將消失。進而,關系電磁軌道發(fā)射器性能的幾個關鍵物理量即可求得:

(3)

(4)

對于電磁軌道發(fā)射器的一般工作環(huán)境,可以近似認為空氣域不導電。因此空氣區(qū)域的電磁場控制方程退化為拉普拉斯方程:

▽2A=0

(5)

對于溫度場,考慮熱傳導與熱對流,其控制方程為:

(6)

q=h(T-Ta)

(7)

對于電磁軌道發(fā)射器而言,熱源主要有焦耳熱和摩擦熱兩項,其中摩擦熱是作用在樞軌接觸面上的邊界熱源,需要考慮滑動接觸表面上的熱流分配問題。考慮到電樞與軌道接觸時間較短,假定熱流分配系數(shù)為一常量。定義軌道獲得的接觸面熱量的比例為:

(8)

式中:λ為導熱系數(shù);ρ為密度;c為比熱容;下標a和r分別對應電樞和軌道。假定接觸面上產(chǎn)生的熱量全部傳輸給電樞和軌道而不發(fā)生耗散,那么二者從接觸面熱生成過程中可獲得的熱量分別為:

dQDr=DrdQc=Drd(Qcr+Qf)

(9)

dQDa=DadQc=(1-Dr)d(Qcr+Qf)

(10)

電磁軌道發(fā)射器特有的高速滑動電接觸現(xiàn)象耦合了電磁場、結構場,嚴重影響發(fā)射器的性能,本文采用CLM模型計算接觸電阻,實現(xiàn)電磁場與結構場的耦合CLM模型將不光滑的A-SPOT接觸近似為連續(xù)的接觸面,根據(jù)材料屬性和接觸壓力按式(11)計算接觸層的電阻。

(11)

式中:ρc為接觸電阻率;lc為名義接觸層的厚度;ρa為2種接觸材料電阻率的算術平均值;Hsoft為2種接觸材料中較軟材料的硬度;P為接觸壓力。

由于電磁軌道發(fā)射器的材料均非鐵磁性材料(磁導率較高),因此采用洛倫茲力公式即可準確計算發(fā)射器在工作過程中的受力:

(12)

基于發(fā)射器的受力,可以求得發(fā)射器各材料的變形情況,進而采用增廣拉格朗日法計算接觸壓力。

(13)

(14)

其中:λi為拉格朗日乘子;ε為容差;K為接觸剛度;u為接觸間隙。

2 電樞裝填過程分析

為了改善電樞與軌道之間的接觸性能,本研究中采用凸軌道與電樞的配合形式并進行過盈裝配,這就要求網(wǎng)格質量足夠高。為了保證計算精度,使用8節(jié)點六面體單元進行網(wǎng)格剖分,并在電樞與軌道接觸面、軌道外表面電流集中區(qū)域進行網(wǎng)格加密處理。基于發(fā)射器幾何結構的對稱性,在剖分網(wǎng)格時采用拉伸和映射的方法保證了網(wǎng)格的對稱性。由于采用了邊界元方法,因此不需要對空氣區(qū)域進行網(wǎng)格剖分。網(wǎng)格剖分結果如圖3所示。

圖3 發(fā)射器網(wǎng)格剖分Fig.3 Mesh of the launcher

電樞的裝填方式包括填塞式、緊固式等,根據(jù)馮登、國偉等[11-13]的研究,不同的裝填方式對裝填結束后電樞的狀態(tài)影響不大,但裝填過程中的推力偏斜可能改變電樞與軌道的接觸壓力。本研究中采用尾推式裝填方式,即使用推桿將電樞從炮尾擠進,認為裝填過程中推桿無偏移。圖4所示為裝填結束后電樞的變形情況和應力分布?？梢钥闯?電樞區(qū)域變形量呈現(xiàn)明顯的規(guī)律性:電樞臂尾端變形量明顯大于電樞臂頭部,由電樞臂尾端至電樞臂頭部變形量均勻減小;而在電樞臂同一水平位置上,變形量基本相同。從圖4(b)中可以看出,該電樞經(jīng)裝配后應力主要集中于電樞喉部,該區(qū)域最大應力未超過材料(6061鋁合金)屈服極限(330 MPa),且留有一定余量,因此可以保證電樞的結構不出現(xiàn)塑性變形和破壞。

圖4 裝填后結構場仿真結果Fig.4 Results of structure simulation

盡管軌道的剛度遠大于電樞,但其在裝配過程中也會發(fā)生變形。圖5所示為裝配完成后電樞與軌道所在位置相對初始位置的變化情況。顯然,其中陰影區(qū)域出現(xiàn)接觸分離現(xiàn)象。

圖5 電樞裝填后變形情況Fig.5 Deformation of the armature filling

從圖5中可以看出,在進行初始裝配后,電樞尾端變形量明顯大于電樞頭部,電樞臂頭部向后16.92 mm處,電樞與軌道不發(fā)生接觸,出現(xiàn)接觸分離現(xiàn)象。接觸分離時,電樞與軌道之間的最大距離達到0.84 mm。此外,從其中可以看出,裝配過程中軌道受力變形,向內凹陷的最大凹陷深度達到0.09 mm,向外凸出的最大凸出量達到1.8×10-4mm,軌道不平度遠超一般工業(yè)對接觸面粗糙程度的要求。可以預見,這種程度的變形必然會對發(fā)射過程造成負面影響、導致軌道壽命縮短。因此,目前有研究者采用鋼板對軌道內側進行加強。

當前,制約電磁軌道發(fā)射裝置走向實用階段的一個重要因素是電樞與軌道之間惡劣的接觸特性引起的軌道損傷。在工程中采用過盈配合的主要目的就是為了改善樞-軌接觸特性。由于電磁軌道炮工作在高度非線性的瞬態(tài)條件,發(fā)射過程中實時測量接觸情況相對困難,因此通過結構有限元仿真,對樞-軌接觸壓力進行研究就十分有必要。圖6所示為初始裝配后接觸面上樞-軌接觸壓力分布情況。分析樞軌接觸壓力分布云圖可以看出,在接觸面上,接觸壓力主要集中于電樞臂中部偏上位置,電樞臂頭尾兩端接觸壓力較小。在水平方向上,兩側接觸壓力高于中心,且呈對稱的蝶翼狀分布。為了更清楚的展示接觸壓力的分布情況,取圖示的兩條路徑繪制接觸壓力分布曲線?？梢钥闯?最大接觸壓力位于棱邊中部偏上位置,達到572 N;電樞臂對稱軸上接觸壓力最大處位于整個接觸區(qū)域接觸壓力最大值的同一水平位置上,達到259 N。在電樞頭部向下16.94 mm以后,接觸壓力為0,表明該區(qū)域的接觸狀態(tài)可能為相互貼合但無接觸壓力或未發(fā)生接觸。

圖6 接觸壓力分布Fig.5 Distribution of contact pressure

與圖5對比可以看出,接觸壓力的分布情況與電樞、軌道變形情況相互吻合。在變形量分析指示的樞軌接觸分離區(qū)域,接觸壓力也為0。這表明本文采用的分析方法和得到的結論比較可靠。

為了進一步分析電樞裝填后的樞軌接觸狀態(tài),對接觸面上總接觸壓力Fcon各節(jié)點的受力進行了統(tǒng)計。通過全部節(jié)點接觸壓力的峰值Pmax和標準差SD分析接觸壓力分布的均勻程度;定義節(jié)點上接觸壓力大于0的節(jié)點為接觸節(jié)點,節(jié)點上接觸壓力大于“1g/A”所需接觸壓力的節(jié)點為有效節(jié)點,統(tǒng)計了接觸區(qū)域占比CA和有效接觸區(qū)域占比ECA。

統(tǒng)計結果如表2所示。

表2 初始接觸參數(shù)統(tǒng)計結果Table 2 Paramaters of initial contact

3 發(fā)射器工作過程分析

電磁軌道發(fā)射器是一種能將電磁能與動能瞬時高功率進行轉化的裝備,因此發(fā)射器的受力情況是影響其效能的主要特征。但受電磁軌道發(fā)射器本身原理所限,發(fā)射器的受力與其電磁特性、接觸特性、溫度特性緊密耦合,難以通過理論計算得出精確結果。為此,有必要采用仿真的方法對發(fā)射器的受力情況進行研究。

3.1 電樞運動特性分析

電樞在運動過程中受到電磁推力、摩擦力、空氣阻力和接觸壓力共同作用。根據(jù)實驗,電樞所受空氣阻力小于200 N,遠小于電磁推力和摩擦力,因此可以忽略。因此得到電樞運動方程式為

(15)

其中:V為電樞區(qū)域;v為電樞運動的速度;ma為電樞的質量;f為電樞受到的摩擦力,f=μFN,μ為摩擦系數(shù),FN為樞-軌接觸壓力。

本文采用峰值為400 kA、上升沿時間為0.02 ms的平頂脈沖電流作為激勵,作為試驗中分級儲能激勵電源的簡化,原因在于這種簡化可以更加清楚的觀察發(fā)射過程中各種物理現(xiàn)象的變化而對結果影響較小。通過仿真,得到發(fā)射過程中電樞的運動特性曲線如圖7所示。

圖7 電樞運動特性Fig.7 Movement of the armature

在脈沖大電流的激勵下,電樞僅通過126 mm的加速段行程,就在0.5 ms內被加速至506.9 m/s的高速。在整個工作過程中,電樞速度平穩(wěn)上升。在0.04 ms后,電樞加速度不再維持急劇上升的趨勢;在0.09 ms后,電樞加速度達到最大值,開始緩慢減小。

從圖7中可以看出,電樞加速度達到峰值的時刻晚于電流達到峰值的時刻。根據(jù)洛倫茲力公式,電樞所受推力與電樞上流過的電流和電樞后方接入回路的軌道上電流激發(fā)出的磁場有關,接入回路的軌道長度越長則電樞所受推力越大。圖8所示為電樞靜止于炮口附近時以電流為參數(shù)仿真和恒定電流條件下以電樞位置為參數(shù)仿真得到的結果。

圖8 電磁推力隨參數(shù)變化情況Fig.8 Thrust of the armature vs parameters

可以看出,在不考慮電樞位置變化的條件下,電樞受力與電流幅值的平方成正比;電樞距離炮尾50 mm(2倍口徑)以后,其所受推力基本不隨電樞位置的變化而變化,這與王瑩教授在普通雙軌電磁發(fā)射器上發(fā)現(xiàn)的“四倍口徑”規(guī)律略有差別,表明四軌電磁發(fā)射器的電樞初始安裝位置比普通雙軌電磁發(fā)射器要低。在炮身長度相同的條件下,四軌電磁發(fā)射器的電樞加速段距離更長,可以獲得更好的性能。

對比圖7與圖8,還可以發(fā)現(xiàn),恒定電流條件下,電樞遠離炮尾后電磁推力基本不隨電樞位置變化,而有限元仿真結果表明,電樞加速度達到峰值后會逐漸減弱。這是由于趨膚效應和速度趨膚效應改變了電流在軌道和電樞上的分布,使推力減小。

3.2 瞬態(tài)接觸特性分析

樞-軌接觸特性極大影響發(fā)射器性能,而且由于發(fā)射器工作狀態(tài)變化劇烈,任意一個時刻的接觸狀態(tài)都不可持續(xù),因此需要通過瞬態(tài)仿真對其進行研究。

圖9所示為電樞所受接觸壓力隨時間變化的情況和摩擦力與接觸壓力的比值、電磁壓力與電磁推力的比值隨時間變化情況。從圖9中可以看出,電樞運動過程中受到的接觸壓力與電樞所受電磁推力變化趨勢基本相同。分析電樞所受電磁壓力與電磁推力的比值可知,電樞所受電磁壓力與電磁推力的比值基本保持在0.65左右,受電樞運動、電流大小的影響不大,這與伊根博格斯的研究一致。仿真時,本文將樞軌間動摩擦系數(shù)設置為0.1,根據(jù)式(1),摩擦力與接觸壓力的比值即為摩擦系數(shù),圖8曲線中摩擦力與接觸壓力的比值基本不隨時間變化,始終在0.1左右波動,最大誤差僅為1.2%,這與仿真時的設置相吻合。該曲線在發(fā)射初始階段出現(xiàn)劇烈增長的原因在于在該時刻,樞軌之間的接觸狀態(tài)由靜摩擦轉為動摩擦,發(fā)射器電流正在建立階段,尚未穩(wěn)定。

圖9 樞軌接觸特性Fig.9 Contact of the armature-rails

圖10所示為發(fā)射過程不同時刻樞軌接觸面上接觸壓力云圖。

圖10 接觸壓力分布Fig.10 Distribution of contact pressure

分析接觸壓力可知,總接觸壓力在0.06 ms達到峰值,隨后開始減小;通電后接觸壓力分布規(guī)律與裝填完成后接近,但隨著總接觸壓力的增大逐漸向電樞尾端擴散?？傮w而言,通電后接觸壓力分布更加均勻。之所以會出現(xiàn)初始壓力較大的區(qū)域電接觸壓力也相對集中的現(xiàn)象,是電磁場與結構場相互耦合的結果。CLM模型規(guī)定,接觸壓力越大的區(qū)域接觸電阻越小。根據(jù)安培定律,電阻越小的區(qū)域電流密度越大,電流密度增大又導致接觸壓力增加。

圖11所示為第二節(jié)定義的幾個接觸參數(shù)在通電情況下隨時間的變化?？梢钥闯?接觸面上峰值接觸壓力Pmax、接觸區(qū)域占比和有效接觸區(qū)域占比隨時間變化規(guī)律均與接觸壓力隨時間變化規(guī)律類似:接觸壓力越大,則接觸壓力峰值、接觸區(qū)域占比和有效接觸區(qū)域占比均增大;而衡量接觸壓力均勻程度的方差則在通電后減小,隨著接觸壓力的增大而增大,但始終不超過未通電時的接觸壓力方差。這表明通電后接觸面上接觸壓力的分布會更加均勻,但電磁力引起的接觸壓力增大會導致接觸壓力集中。此外,從圖中還可以看出,通電后,接觸區(qū)域占比超過90%,有效接觸區(qū)域占比在30%左右,這意味著接觸分離現(xiàn)象逐漸消失,接觸效率得到提升。分析接觸壓力峰值隨時間的變化情況可知,盡管總接觸力增大,但接觸壓力峰值變化并不明顯,說明接觸壓力峰值區(qū)域受通電影響不大、總接觸壓力的增大主要體現(xiàn)在高接觸壓力區(qū)域面積的增加,這一現(xiàn)象也與云圖的表現(xiàn)相符。

圖11 接觸參數(shù)隨時間變化情況Fig.11 Contact parameters vs time

4 發(fā)射器多物理場耦合仿真分析

發(fā)射器工作過程中會出現(xiàn)趨膚效應、摩擦生熱等多種涉及物理場耦合的現(xiàn)象,影響發(fā)射器性能,因此需要對發(fā)射器的電磁特性、溫度特性進行研究。

4.1 電磁特性

圖12展示的是0.02 ms時刻發(fā)射器電樞與軌道上的電流分布情況。可以看出,軌道上電流密度集中于軌道內表面和外側尖角處,軌道中心電流密度較小,這一現(xiàn)象是由趨膚效應引起的。電樞上,電流密度遠大于軌道上電流密度,表明焦耳熱引起的燒蝕最有可能出現(xiàn)在電樞區(qū)域。

圖12 0.02 ms時刻發(fā)射器電流密度分布Fig.12 Distribution of current density at 0.02 ms

圖13所示為發(fā)射過程中不同時刻電樞區(qū)域電流密度分布?？梢钥闯?電樞上電流密度主要集中于電樞喉部和電樞臂尾端。在樞軌接觸面上,隨著時間變化電流分布更加均勻,呈現(xiàn)出從電樞尾部向電樞頭部擴散的趨勢。CLM接觸模型認為,接觸壓力越大的區(qū)域接觸電阻越小,從圖13中也可以明顯看出,接觸壓力集中的區(qū)域電流密度較大,且隨著接觸區(qū)域和有效接觸區(qū)域的增加,電流分布更加均勻,最大電流密度減小,電流集中程度有所緩解。此外,圖13中電流密度最大值位于電樞臂尾端,這一現(xiàn)象可以通過安培定律和速度趨膚效應解釋。安培定律規(guī)定,電勢差相同時電阻越小則電流越大,也就是說電流將更多集中于電阻更小的區(qū)域和路徑。由于電樞的電導率遠大于軌道,因此電流將集中于電樞臂尾端。速度趨膚效應理論表明,電樞運動速度越大時,電流將更多地被“拖曳”向電樞臂尾端。

圖13 不同時刻電樞區(qū)域電流密度分布Fig.13 Armature current density at different time

圖14所示為電樞喉部電流密度分布情況?？梢钥闯?在0.01 ms和0.03 ms時刻,電樞喉部電流密度大于電樞臂尾端電流密度;其后,電樞臂尾端電流密度增長,大于喉部電流密度,這一現(xiàn)象也可以通過速度趨膚效應解釋。但整體上,隨著時間的推移,電樞區(qū)域電流密度減小。

圖14 電樞喉部電流密度分布Fig.14 Distribution of current density at the throat of armature

圖15所示為四軌電磁發(fā)射器膛內磁感應強度分布,圖15(b)中的3個截面分別位于炮口后方200 mm(截面1)、電樞喉部向后5 mm(截面2)和炮尾前方20 mm(截面3)。可以看出,四軌電磁發(fā)射器磁場強度主要集中于電樞后方較短的一段軌道附近,在電樞前端,磁場強度幾乎為零;此外,發(fā)射器膛內形成了圓柱形的磁場屏蔽區(qū)域;在電樞后側,膛內中心區(qū)域也保持了較好的磁屏蔽性能。

圖15 發(fā)射器周圍磁場分布Fig.15 Magnetic field distribution of the launcher

4.2 溫度特性

當前,制約電磁軌道發(fā)射器走向應用的最大問題在于軌道的壽命問題。軌道的損傷形式主要有刨削、燒蝕等,這些損傷與軌道的溫度息息相關,因此有必要對發(fā)射器的溫度特性進行研究。

圖16所示為發(fā)射過程中不同時刻發(fā)射器溫度分布?？梢钥闯?在發(fā)射過程中的不同時刻,電樞上溫升現(xiàn)象主要出現(xiàn)在電樞喉部、電樞臂尾端和電樞臂外側電流密度集中的區(qū)域?？傮w而言,電流密度越大的區(qū)域溫升現(xiàn)象越明顯。對比圖13與圖16,一個明顯的區(qū)別在于電樞臂表面電流密度較大而溫升現(xiàn)象并不明顯,原因在于溫升是隨著時間累積的,當前時刻的溫度是前序所有時刻焦耳熱共同作用的結果;而電流密度則不具有累積效應,當前時刻的電流密度與前序時刻無關。由于電流密度是隨著時間逐漸由電樞臂尾端向電樞頭部擴散的,因此越靠近電樞頭部的區(qū)域溫升的時間累積效應越不明顯,溫升也就越小。

圖16 不同時刻電樞溫度分布Fig.16 Temperature distribution of the armature at different time

對比圖14與圖17可以看出,路徑上的溫度分布始終保持電樞臂尾端大于電樞喉部的規(guī)律,而電流密度分布在0.01 ms與0.03 ms時喉部大于尾端,其后則尾端大于喉部。出現(xiàn)這一現(xiàn)象的原因在于,隨著電樞運動速度的增加,速度趨膚效應更加明顯,電流將被“拖曳”至電樞臂尾端。若不考慮摩擦熱的影響,那么路徑上溫度分布與電流分布應始終保持一致,但由于摩擦熱主要集中于電樞臂尾端(電樞臂尾端過盈量最大),改變了路徑上的溫度分布,使電樞臂尾端溫度高于電樞喉部。

圖17 電樞喉部溫度分布Fig.17 Distribution of temperature at the throat of armature

5 結論

通過構建瞬態(tài)電磁-熱-結構耦合有限元-邊界元仿真模型,對四極凸軌道電磁發(fā)射器的動態(tài)發(fā)射過程進行了研究,分析了發(fā)射器的樞軌接觸特性和膛內多物理場耦合現(xiàn)象,得到以下結論:

1) 電磁軌道發(fā)射器電樞所受推力與電流幅值、發(fā)射器結構和電樞初始裝填位置有關。相比雙軌電磁發(fā)射器,四軌電磁發(fā)射器的電樞在距離炮尾2倍口徑距離的位置裝填即可獲得峰值推力,電樞加速性能更佳。

2) 發(fā)射器工作過程中電磁場與結構場的耦合關系體現(xiàn)在:通電后,電磁力迫使電樞壓向軌道,增大了樞軌之間的接觸壓力并使接觸壓力的分布更加均勻,進而改善了發(fā)射器的接觸狀態(tài);接觸壓力的作用又減小了電樞與軌道之間的接觸電阻,并改變了接觸面上的電流分布。

3) 發(fā)射器工作過程中電磁場、結構場對溫度場的影響體現(xiàn)在,焦耳熱與摩擦熱的共同作用引起了發(fā)射器的溫升:電流集中引起的焦耳熱更多地使電樞喉部和電樞臂尾端溫度升高,樞軌接觸引起的摩擦熱更多地使電樞臂尾端溫度升高。二者共同作用下,電樞溫度分布出現(xiàn)了發(fā)射初期電樞喉部溫度較高,發(fā)射后期電樞臂尾端溫升明顯的現(xiàn)象。

本文的研究對認識電磁軌道發(fā)射器的多物理場耦合機理和電磁軌道發(fā)射器的結構設計具有一定參考意義。