二级沙波水流特性的大涡模拟
二维大涡模拟步骤
二维大涡模拟步骤二维大涡模拟（Large Eddy Simulation, LES）是一种基于Navier-Stokes方程的数值模拟方法，用于研究流体力学中的湍流现象。
它是在雷诺平均湍流模拟（Reynolds-averaged Navier-Stokes, RANS）的基础上发展起来的一种高精度模拟方法。
下面将详细介绍二维大涡模拟的步骤。
1.定义几何模型：首先需要定义流动的几何模型，包括计算域的形状和尺寸以及边界条件。
对于二维大涡模拟，计算域通常是一个二维平面。
边界条件可以是速度入口、压力出口或壁面，这些条件将在模拟过程中保持不变。
2.网格划分：将计算域划分为离散的小单元，形成计算网格。
网格的划分需要根据流动的复杂程度和几何形状进行调整，以确保模拟结果的精度。
在二维大涡模拟中，通常采用结构化网格或非结构化网格。
3.初始化：在模拟开始之前，需要对流体的初始状态进行初始化。
这包括设置流体的初始速度场和压力场。
对于具体的问题，初始条件可以使用已有的实验数据或理论结果进行设定。
4. 求解Navier-Stokes方程：二维大涡模拟是基于Navier-Stokes方程进行求解的。
该方程描述了流体速度和压力随时间和位置的变化关系。
通过用有限体积或有限差分等数值方法离散化Navier-Stokes方程，可以得到一个离散的代数方程组。
5.大涡模拟模型：在LES中，大尺度涡旋由数值模拟解决，而小尺度涡旋则采用传统的湍流模型进行处理。
LES使用了一个滤波器来将流动场分解为大尺度和小尺度的成分。
对于大尺度成分，可以通过直接数值模拟来解决；而对于小尺度成分，可以采用传统的湍流模型，如k-ε模型或k-ω模型。
在大涡模拟模型中，需要确定滤波器的类型和大小。
6. 时间步进：通过将时间离散化为一系列离散时间步长，可以在每个时间步长内求解Navier-Stokes方程。
时间步长的选择要满足稳定性和精度的要求。
通常可以通过在计算过程中进行数值稳定性和收敛性分析来确定最佳的时间步长。
【国家自然科学基金】_二维水流数学模型_基金支持热词逐年推荐_【万方软件创新助手】_20140802
科研热词 数学模型 数值模拟 洪水演进 水深平均流速 植被 拖曳力 高精度格式 非结构网格 非恒定流 闸门 长江中游 重力坍塌 遥感数据 边界跟踪技术 贴体坐标变换 解析解 耦合数学模型 线状建筑物 物质输运 激波 漫滩水流 滑坡体溢流侵蚀溃决 湍流 混合有限分析法 涡粘模型 流量 流管 流场 洪水风险分析 洪水控制 洪水 泥沙运动 泄流 沉淀池 汶川地震 水质 水环境数字模拟 水源地 水流泥沙数学模型 水沙耦合 水厂 水动力学 柳州 有限差分法 有限体积法 最小能耗率原理 最小能耗率 最大流速 最优控制 数据同化 悬沙 引水
推荐指数 5 3 2 2 2 2 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1
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【国家自然科学基金】_湍流特征_基金支持热词逐年推荐_【万方软件创新助手】_20140802
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科研热词 数值模拟 湍流 近地层 大涡模拟 边界层 潜热通量 温度 水槽模拟 柴油机 感热通量 对流边界层 大气稳定度 壁湍流 减阻 内波 navier-stokes方程 黑河综合试验 高阶格式 高时空分辨率 高层建筑 饱和 风速 颤振 颗粒弥散 颗粒倾向性分布 非对称双中心冷水 非均匀下垫面 非均匀 青藏高原 雾 障碍物 钝锥 钝体驻定扩散火焰 逆温层 逆温 进水池 近地层湍流通量交换 边界层稳定性 输送作用 输沙量 超折射 谱分析 计算流体力学 西北太平洋 表面活性剂溶液流动 行星波 脉冲喷油参数 能量交换 聚合物 耙子型探针 置换 综合观测
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大涡模拟概述ppt课件
FG滤波 （ k ）亚网 格应力
经过G-滤波后的
F-滤波（）亚网格应力
启发： Germano 提供了亚网格模型的一个约束条件，可用来改进模 型
ij f(u,,C) 模型系数，动态可 调，需要计算
Tij f(uˆ,k,C)
ij Cd2S(u)2Sij(u)
T ij ij f( u ˆ,k ,C ) f( u , ,C )^ u ˆ iu ˆj u i^ u j
其基本思想是：粗过滤中的小尺度脉动和细过滤的脉动相似。根
据这一原则采用Germano等式确定Smargorinsky模型中的系数
就叫做动态Smargorinsky模型
Cs
M Lij ij M ij M ij
Lij uiu j uiu j
M
ij
2[
2 2
|
S
|
S ij
2 1
|S
|
S ij ]
G(x) 621/2exp(6x 22)
在谱空间的表达式：
G(k) exp(2k2) 24
1414
三、过滤函数
• 高斯过滤器
Gaussian
（a）物理空间图形；
高斯过滤器在物理空间 和谱空间都有很好的性 能，可以任意次微分。 高斯滤波器性能最好， 但计算很麻烦，目前用 得最多得还是盒式滤波 器，因为它们简单方便， 易于实现。
C s 0 .1 8 [1 ex p ( y/A )]
yyu/A 26
近壁阻尼 系数
到壁面 最近距 离
半经验常数
2020
四、亚网格模型——尺度相似模型
为了克服唯象论亚网格涡粘和涡扩散的缺陷，使亚网格模型能够 适应复杂的湍流运动，提出了尺度相似模型。
大涡模拟
大涡模拟理论及应用
紊流力学
大涡模拟理论及应用
一、概述
实际水利工程中的水流流动几乎都是湍流。 湍流是空间上不规则和时间上无秩序 的一种非线性的流体运动，这种运动表现出非常复杂的流动状态，是流体力学中有名 的难题。100 多年来无数科学家投身到它的研究当中，从 1883 年 Reynolds 开始的层 流过渡到湍流的著名圆管实验到现在，对湍流的基础理论研究呈现出多个分支，其主 要方向有：湍流稳定性理沦、湍流统计理论、湍流模式理论、湍流实验、切变湍流的 逆序结构、湍流的大涡模拟和湍流的直接数值模拟。在这些方向当中，比较有代表性 的是湍流模式理论。 但它的平均运算却将脉动运动的全部行为细节一律抹平，丢失了 包含在脉动运动中的大量有重要意义的信息，而且各种湍流模型都有一定的局限性、 对经验数据非常依赖、预报程度较差。近代计算机技术的飞速发展给人们提供了解决 湍流问题的新途径， 公认比较有前途的是大涡模拟和直接数值模拟。但由于受到计算 机速度和容量的限制，直接数值模拟还仅限于低雷诺数的流动，对于高雷诺数的完全 数值模拟目前还不可能。 而大涡模拟是介于直接数值模拟和湍流模式理论之间的折衷 物，由于其具有较少的计算消耗和较高的计算精度，正显示出越来越强的生命力。
d d 32 ( Sij Sij ) µt = ρ Ls d d 54 ( Sij Sij )5 2 + (Sij Sij )
2
d 其中： Ls 和 Sij 在 WALE 模型中分别定义如下：
Ls = min(kd , CωV 1 3 )
∂ui 1 2 1 d 2 Sij = ( gij + g2 ji ) − δ ij g kk , g ij = 2 3 ∂x j
在 FLUENT 中，默认的 WALE 常数 Cω 是 0.325，发现将它用于流量范围跨度大 的地方能取的很满意的效果。 其余符号的含义与 Smagorinsky-Lilly 模型相同。 结合这 个，WALE 模型返回了正确的壁墙界流动的渐进行为。 （4）动态动能亚网格模型 原来的和动态的 Smagorinsky-Lilly 模型，如前所述，本质上是代数模型，在这里 亚格子尺度应力已经参数化应用解析的尺度。 其基本假设是平衡通过电网过滤器能量 传递的规模和小亚网格尺度耗散的动能， 亚网格尺度湍流能够较好的模拟亚格子尺度 湍流动能的输送。在 FLUENT 中，动态亚格子尺度动能模型引用了 Kim 和 Menon 的 模型。亚网格尺度动能定义如下：
进水口漩涡的数值模拟
＝０ ． ０ ９ 。常数 Ｃ ｌ ＝１ ． ４ ４， Ｃ ２ ＝Ｉ ． ９ ２ ， ＾＝０ ． ８ ２ ， ＝
１ ． ０ ； Ｇ为 由平均速度梯度引起 的紊 动能产生 项 Ｇ＝ ［
１ Ｃ Ｆ Ｄ 模 型
１ ． １ 基 本控 制方 程
水流 的运 动是一个 复杂 的三维湍 动流动 过程。水流
体积 比为 ， 空气所 占的体积 比为 ， 则存 在 以下 关系 ：
０ ） ｖ ＋ 。 ＝ １ ；
＝ ０ ， 表示单元 全部 为气体 ； ｖ ＝ １ ， 表
的温度不 是主要考 虑因素 ， 因此忽 略外界 的能量交换 ， 水 流动过程 可以用连 续性方 程和 动量方 程 （ Ｎ—Ｓ方程 ） 来
表述 ： 连续 性 方 程 ：
亚
示单元全部为水 ； ④Ｏ＜ ＜１ ， 表示单元 中部分是 水 ， 部 分 为气 ， 存在 自由液面 。
对于本文水气 两相 流模拟 计算 ， 采 用 标准 差值 方 案 来 获得界 面通 量 ， 自由面的具体 位置 由几何 重建 方法求 得， 自由水 面线采 用分 段线 性近 似 的方法 来表示 。为 了使 分段线 性 曲线 变 为光滑 的曲线 ， 所 以要求 水面 波动 较大 的计算 区域 网格应 当进 行加 密处 理 。同时 ， 为 了减 少网格数量节省计 算时 间， 自由水 面变 化不大 的区域 ， 网 格可 以适 当地稀疏 。
（ ３ ）
型简化为０ ． ４ ｍ× ０ ． ４ ｍ× ０ ． ４ ｍ的正方体 ， 在模 型 的边 壁
设置Ｏ ． １ ｍＸ ０ ． ３ ２ ｍ的进 水 口， 出水 口有锥 型 的 过渡段 ， 出水管 的直径为０ ． ０ ２ ｍ。 模 型及 网格见 图 １ 。
丁坝绕流的二维大涡数值模拟
丁坝绕流的二维大涡数值模拟
蒋昌波;吕昕;杨宜章
【期刊名称】《交通科学与工程》
【年(卷),期】1999(015)003
【摘要】将大涡模拟法(LES)简化为二维形式,利用较简单的Smagorinsky(SGS)子涡模型封闭水流运动方程组,建立了非淹没群丁坝绕流的平面二维数学模型.方程在空间上采用控制体积法离散,时间上采用MacCormark预测-校正步进计算,计算结果成功的模拟出群丁坝上下游各涡的特征量及流场情况,与水槽试验的实测资料基本吻合.
【总页数】5页(P68-72)
【作者】蒋昌波;吕昕;杨宜章
【作者单位】长沙交通学院,湖南,长沙,410076;海南省交通厅质检站,海南,海
口,570001;长沙交通学院,湖南,长沙,410076
【正文语种】中文
【中图分类】TV131.4
【相关文献】
1.丁坝绕流及局部冲刷坑二维数值模拟 [J], 潘军峰;冯民权;郑邦民;闵涛
2.二维钝体绕流的离散涡数值模拟 [J], 索奇峰;周述华
3.五种湍流涡粘模型在二维方柱绕流数值模拟中的对比研究 [J], 张显雄;张志田;张伟峰;陈政清
4.二维圆柱绕流的离散涡数值模拟 [J], 陈伟;宗智
5.非正交曲线坐标系平面二维丁坝绕流数值模拟研究 [J], 闫金波;张小峰;陶冶;钱俊
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河网二维水流数值模拟
大涡模拟计算二维问题
大涡模拟计算二维问题在流体力学中，大涡模拟（Large Eddy Simulation，简称LES）是一种用于模拟流体中湍流现象的计算方法。
它能够更准确地捕捉湍流的涡旋结构和运动特性，从而提供更准确的流场预测。
大涡模拟计算在二维问题中也得到了广泛应用。
二维问题指的是流场变量只与空间的两个维度有关，而与时间无关。
这种情况下，大涡模拟计算方法可以通过对湍流流场进行二维数值模拟，来研究流体中的湍流现象。
在进行大涡模拟计算二维问题时，首先需要设定合适的初始条件和边界条件。
初始条件指定了流场在计算开始时的状态，而边界条件则规定了流体在计算区域的边界上的行为。
这两个条件的设置对计算结果的准确性和可靠性至关重要。
采用数值方法对流场进行离散化处理，将连续的流体运动转化为离散的数值计算。
常用的数值方法包括有限差分法、有限元法和谱方法等。
这些方法能够将流场分割成网格，并对网格上的流体守恒方程进行离散化。
在大涡模拟计算中，通过使用合适的模型来模拟湍流的能量传递和涡旋的产生与衰减过程。
常用的模型有壁面函数、雷诺平均模型等。
这些模型考虑了湍流的统计性质，以及湍流在不同尺度上的特点。
通过迭代求解离散化后的流体守恒方程，得到二维湍流的数值解。
这个数值解可以提供流场中湍流的各种特性，如湍流的动能、湍流的涡旋结构等。
总结而言，大涡模拟计算二维问题是一种用于模拟流体中湍流现象的计算方法，通过对流场进行离散化处理和采用合适的模型来模拟湍流的特性。
它在研究流体力学中的湍流行为以及流场的准确预测上起到了重要的作用。
大涡模拟在河道平面二维水流模拟中的初步应用
ｅ ｄ ｄ ｙ ｓ ｉ ｍ ｕ ｌ ａ ｔ ｉ ｏ ｎ（ Ｌ Ｅ Ｓ ）ｈ ａ ｓ ａ ｓ ｔ ｒ ｏ ｎ ｇ ｅ ｒ ｃ ａ ｐ ａ ｂ ｉ ｌ ｉ ｔ ｙ ｔ ｏ ｐ ｅ ｒ ｆ ｏ ｒ ｍ ｔ ｈ ｅ ｅ ｄ ｄ ｙ ． ｒ ｎ ｌ ｅ ｓ ｕ ｂ — ｇ ｒ ｉ ｄ — ｓ ｃ ａ ｌ ｅ（ Ｓ Ｇ Ｓ ）ｍ ｏ ｄ ｅ ｌ ， ｏ ｎ ｅ ｏ ｆ Ｌ Ｅ Ｓ ， ｉ ｓ
Ａｂｓ ｔ ｒ ａ ｃ ｔ ： Ｔ ｈ ｅ ｓ ｐ ｕ ｒ ｄ ｉ ｋ ｅ ｉ ｓ ａ ｃ ｏ ｍｍｏ ｎ ｓ ｔ ｒ ｕ ｃ ｔ ｕ ｒ ｅ ｃ ｏ ｎ ｔ ｒ ｏ ｌ ｌ ｉ ｎ ｇ ｉ ｆ ｖ ｅ ｒ ｌ ｆ ｏ ｗ ｉ ｎ ｃ ｈ ａ ｎ ｎ ｅ ｌ ｒ ｅ ｇ ｕ ｌ ａ ｔ ｉ ｏ ｎ ， ａ ｒ ｏ ｕ ｎ ｄ ｗ ｈ ｉ ｃ ｈ ｔ ｈ ｅ ｌ ｆ ｏ ｗ
Ｓ ｍａ ｇ ｏ ｒ ｉ ｎ ｓ ｋ ｙ 提 出的 亚格 子 尺 度 应 力模 型 进 行 求解 。采 用 空 间等 步 长 的 正 方 形 网格 和 交 替 方 向 隐 式 差 分 法 对 其 控 制 方 程 进 行
离散 求解 。将模型初步应 用于非淹没 丁坝绕流的数值 模拟 中 ，计算 结果表 明，该模 型对 湍流旋 涡的捕捉和 水深计 算较 为合
２ ０ １ ５年 ５月
水 运 工程
Ｐｏ ｒ ｔ＆ Ｗ ａ ｔ ｅ ｒ ｗａ ｙ Ｅｎ ｇ ｉ ｎｅ ｅ ｒ Nhomakorabeaｉ ｎ ｇ
Ｍａ ｙ ． ２０１ ５
第 ５期
总第 ５ ０ ３期
Ｎｏ ． ５ Ｓ ｅ ｒ ｉ ａ ｌ Ｎｏ ． ５ ０３
・
航 道 及 通 航 建 筑 物
・
一
摘要 ：通过 丁坝对水流进行控制是航道整治 中常用的工程措施 ，丁坝 附近水 流呈强紊动特 性 ，大涡模拟相 对 于基 于 雷 诺方程的 时均模型对涡旋有较强的捕捉能力。在直 角坐标 系的基 础上 ，将 大涡模拟 中的亚格子 应力模 型 （ Ｓ Ｇ Ｓ模 型 ） 引入
大涡模拟简单介绍
大涡模拟简单介绍大涡模拟（Large Eddy Simulation，简称LES）是一种流体动力学数值模拟方法，用于模拟湍流流动。
相比于传统的雷诺平均Navier-Stokes方程（RANS）模拟方法，LES可以更准确地捕捉流动中的湍流结构和湍流涡旋，并且消除了能量储存和耗散的子网格模型假设。
LES的基本原理是在Navier-Stokes方程的基础上，通过滤波器将流动变量划分为长时间和空间尺度下的平均分量和湍流分量。
经过充分滤波的方程组被认为是LES方程组，其中长时间和空间尺度下的平均分量由RANS求解，湍流分量则采用直接数值模拟（DNS）或者更为常见的子网格模型进行近似。
LES方程组通常采用基于物理的平滑学习系数（Smagorinsky模型）或者基于数值的子网格尺度计算方法来估计湍流涡旋的剪切应力。
与传统的RANS模拟相比，LES能够提供更多细节的湍流结构信息，从而更好地预测湍流流动中的流场特性，比如涡旋结构、湍流能量传递、湍流耗散等。
这些信息对于工程问题的分析和设计有着重要的意义，比如风力发电机翼型的气动性能、船舶外形的水动力性能等。
LES的优势主要体现在以下几个方面：1.湍流结构预测能力：LES可以更准确地模拟湍流结构，包括涡旋的生成、演化和消散过程，因此能够提供更详尽的湍流流场信息。
2.湍流能量传递和耗散特性：LES能够有效地预测湍流能量的传递和耗散特性，对于评估流动中的湍流耗散和能量损失有着重要的意义。
3.均匀流动和非均匀流动的统一模拟：与传统的RANS方法相比，LES对均匀流动和非均匀流动有着较好的统一模拟能力。
对于非均匀流动，LES能够更好地预测局部湍流结构的分布和演化。
4.对涡旋缩放和旋转的准确模拟：LES能够模拟涡旋的缩放和旋转过程，能够提供更真实的细节湍流结构信息。
尽管LES在提供细节湍流结构信息方面具有优势，但其计算成本较高，主要体现在网格分辨率和时间步长上。
由于需要考虑到湍流结构的空间和时间变化，LES所需的网格分辨率通常较高，这对计算资源的要求较高。
淹没条件下水射流涡旋特性大涡模拟及实验研究
摘要 ： 采用大涡模拟方法对淹没条件下水射流 的涡量场进 行数值 模拟 ， 分析 流场 中涡旋 的产 生与扩散 机制 ， 并通 过
相同条件下粒子 图像测速仪测量射 流的涡量场 ， 对模 拟结果 和方法进 行验证 。模 拟研究泵 压和 围压对淹 没射流 涡
旋特性 的影 响。结果表 明： 在射流流场中 ， 由喷嘴 出 口产生一 系列涡 量集 中的点涡旋 ， 随着 射流 的前 进涡 旋逐渐 扩 散， 卷吸周 围介质并传递能量 ， 卷 吸范 围逐 渐扩大 ， 而卷 吸能力沿 射流轴 向呈指 数衰减 ； 随着泵 压升高 ， 整 个流场 中
文章编号 ： １ ６ ７ ３ － ５ ０ ０ ５ （ ２ ０ １ ５ ） ０ ３ － ０ ０ ９ ８ － ０ ７
ｄ ｏ ｉ ： １ ０ ． ３ ９ ６ ９ ／ ｊ ． ｉ ｓ ｓ ｎ ． １ ６ ７ ３ － ５ ０ ０ ５ ． ２ ０ １ ５ ． ０ ３ ． ０ １ ３
淹没 条件下水射流涡 旋特 性大涡模拟及实验研究
引用格式 ： 张欣玮 ， 汤积仁 ， 卢义玉 ， 等． 淹没条件下水射流涡旋特性大涡模拟及 实验研究 ［ Ｊ ］ ． 中国石油 大学学报 ： 自
然科 学版 ， ２ ０ １ ５， ３ ９ （ ３ ） ： ９ ８ ． １ ０ ４ ．
Ｚ ＨＡＮ Ｇ Ｘｉ ｎ ｗｅ ｉ ，Ｔ ＡＮＧ Ｊ ｉ ｒ ｅ ｎ，Ｌ Ｕ Ｙｉ ｙ ｕ，ｅ ｔ ａ １ ．Ｌ ａ ｒ ｇ ｅ ｅ ｄ ｄ ｙ ｓ ｉ ｍｕ ｌ ａ ｔ ｉ ｏ ｎ ａ ｎ ｄ ｅ ｘ ｐ ｅ ｉ ｒ ｍｅ ｎ ｔ ａ ｌ ｓ ｔ ｕ ｄ ｙ ｏ ｎ ｖ ｏ ￣ｅ ｘ ｃ ｈ ａ ｒ ａ ｃ ｔ ｅ ｉｓ ｒ ｔ ｉ ｃ ｓ ｏ ｆ ｗａ —
Ａ ｂ ｓ ｔ ｒ ａ ｃ ｔ ： Ｔ ｈ ｅ ｌ ａ ｒ ｇ ｅ ｅ ｄ ｄ ｙ ｓ ｉ ｍ ｕ ｌ ａ ｔ ｉ ｏ ｎ ｗ ａ ｓ ｕ ｓ ｅ ｄ ｔ ｏ ｎ ｕ ｍ ｅ ｉ ｒ ｃ ａ ｌ ｌ ｙ ｓ ｉ ｍｕ ｌ ａ ｔ ｅ ｔ ｈ ｅ ｖ ｏ ｒ ｔ ｉ ｃ ｉ ｔ ｙ ｉ ｆ ｅ ｌ ｄ ｏ ｆ ｓ ｕ ｂ ｍｅ ｒ ｇ ｅ ｄ ｗ ａ ｔ ｅ ｒ ｊ ｅ ｔ ｉ ｎ ｓ ｕ ｂ ｍ ｅ ｒ ｇ ｅ ｄ
基于二维水沙数学模型分析挡潮闸闸下淤积特征
基于二维水沙数学模型分析挡潮闸闸下淤积特征
挡潮闸是一种常见的水利工程设施，主要用于控制海水入侵，保护沿海地区的农田和
城市。
然而，在长期使用过程中，挡潮闸闸下易发生淤积现象，影响其正常运行和防洪能力。
因此，了解挡潮闸闸下淤积特征，对于改善其维护和管理至关重要。
1. 收集实测数据
首先，我们需要收集实测数据，以验证模型的准确性和可靠性。
在挡潮闸闸下设置一
定数量的水位计和悬臂式沉积物采样器，分别测量水位和淤积物厚度，以及沉积物的重量、存在时间等信息。
将这些数据用于进一步分析。
2. 建立数学模型
基于二维水沙数学模型，建立挡潮闸闸下水流和沉积物运移方程，分析淤积特征和形
成机理。
其中，水流方程可描述为：
∂u/∂t + (u∂u/∂x + v∂u/∂y) = -1/ρ∂p/∂x + ν(∂²u/∂x²+∂²u/∂y²)+Fx
其中u和v分别表示水流速度在x和y方向上的分量，p是水压力，ρ是水的密度，
ν是动力粘度，Fx和Fy是外力作用在水流上的x和y方向分量。
沉积物运移方程可描述为：
∂s/∂t + u∂s/∂x + v∂s/∂y = R
其中s是沉积物浓度，R是沉积物输入输出率。
此外，还需要考虑沉积物厚度和时间
的影响。
3. 模型模拟
利用上述数学模型，进行模拟过程。
通过改变模拟参数，得出不同情况下的淤积特征，并与实测数据进行对比。
4. 分析结果
根据模拟结果，分析挡潮闸闸下淤积特征的形成机理和规律，提出改善措施和建议，
为维护和管理挡潮闸提供参考。
基于大涡模拟的平屋盖锥形涡数值分析研究[权威资料]
![基于大涡模拟的平屋盖锥形涡数值分析研究[权威资料]](https://img.taocdn.com/s3/m/18dbd5ea710abb68a98271fe910ef12d2af9a9a1.png)
基于大涡模拟的平屋盖锥形涡数值分析研究摘要：采用大涡模拟（LES）对平屋盖建筑受45°风向角作用下的表面风荷载问题进行了非稳态数值模拟分析.通过与风洞试验结果的对比得出，大涡模拟能较好地捕捉到建筑物顶面出现的锥形涡及其特性.在此基础上，研究了锥形涡作用下建筑物顶面平均风压与脉动风压的分布，以及加设分隔挡板和不同高度的女儿墙对屋面风压分布和旋涡强度的影响.研究结果表明，基于Q准则的旋涡判别法可以较好地识别斜风向下屋面形成的锥形旋涡；在背风区锥形涡与侧面脱体涡相互作用并脱落，其影响将反馈至屋面旋涡上导致屋盖两个锥形涡强度以屋面对角线为轴交替波动，此消彼长；屋面女儿墙的存在使得两个锥形涡之间的间隙变窄，旋涡足迹变阔，且屋面峰值吸力随女儿墙高度的增加而迅速减小.关键词：大涡模拟；锥形涡；Q准则；交替波动；女儿墙TU247.1；TU973.32 A1674-2974（2015）11-0072-08当风以一定的角度吹过建筑物表面时，会产生复杂的流动结构，包括在屋顶角部的锥形涡和在背风侧面的脱体涡等.在建筑物屋面产生的锥形涡会产生很大的负压区，从而使建筑物屋面等部位承受很大的压差力.相关实测[1-2]及风洞试验[3]研究表明，低矮房屋在屋盖迎风角部和迎风前缘会遭受强风吸力作用.而风灾调查[4]也显示，强风造成的房屋破坏主要集中在低矮房屋的屋面角部、屋檐边缘和屋脊等部位.综上可知，锥形涡的存在是强风地区建筑物受破坏的主要原因之一.考虑到建筑物屋顶锥形涡的重要性，国内外很多学者基于风洞实验对锥形涡进行了研究.Kawai[5]利用速度测量得出了建筑物顶部锥形涡的具体结构（45°风向角下），发现均匀层流下的锥形涡强度强于湍流下锥形涡的强度，两个锥形涡交替生成、耗散引起了表面压力沿对角线不对称的脉动；Banks等[6]通过风洞试验和对TTU建筑的现场实测，运用流场可视化技术研究发现在均匀层流作用下涡核处最大吸力的大小与锥形涡的大小成反比，而对于湍流作用下的屋顶最大吸力与锥形涡的大小并没有类似的关系；Kawai[7]通过风洞试验指出屋面局部负压峰值的出现和在一定风向角下屋面形成巨大强烈的锥形涡有关，并分析了在湍流作用下产生局部负压峰值的条件，同时还探讨了改变屋檐结构形状来减少负压峰值的方法.国内方面，陈学锐等[8]通过风洞试验研究了在锥形涡诱导下建筑物顶面风荷载的特性，给出了在不同风向角下压力分布的结果，分析了产生的原因和流动机理以及建筑物顶面的分离流动结构，并指出锥形涡的出现是建筑物顶面局部出现峰值负压的主要原因.相对于诸多锥形涡的风洞试验研究，有关锥形涡的数值模拟研究较少，李鹏年等[9]以及陈青松[10]利用流体力学计算软件FLUENT，选择v2-f湍流模型对40°风向角下建筑物顶面锥形涡的演化、强度和位置与建筑物表面压力分布进行了分析.此外还模拟分析了风向角和建筑物高度对屋顶锥形涡的影响.随着计算机技术、数值计算和湍流模拟技术的发展，采用数值方法对建筑物绕流进行数值模拟更为简捷、经济，同时还可以得到某些风洞实验和现场实测不能观测到的结果.本文利用数值模拟的优势，对长宽高比为1∶1∶0.5的建筑模型进行了大涡模拟（LES）研究，通过数值的可视化处理模拟了以Q准则识别的锥形涡结构，并重点分析了45°风向角下屋顶两锥形涡强度的非稳定的波动特性.此外，本文也进行了有女儿墙的平屋盖模型的大涡模拟，探讨了女儿墙的存在及高度变化对屋面风荷载分布的影响以及对屋面锥形涡的结构和其他特性的影响.1 数值风洞1.1 大涡模拟方法本文选用大涡模拟进行CFD数值计算[11-12]，其原理是将流动中的旋涡分成大涡和小涡，对大涡进行直接求解，对小涡采用亚格子尺度模型进行计算.大多数亚格子模型都是在涡粘性的基础上，把脉动的影响用一个湍流粘性系数μ.t 来表示.根据各亚格子模型的特点，本文采用一方程亚格子模型来求解.本文计算流域网格划分采用Hexcore型非结构化网格，由TGrid网格软件划分而成.建筑模型表面及计算域地面附加边界层，以便更加准确地模拟近壁面区的流动.通过多次试算，最终确定的网格最小尺度为0.000 5h，网格总数在90万左右.经计算壁面网格无量纲高度y+≤3（y+=ρuy/μ）.对LES计算来说，近壁面网格的疏密对于模拟的计算结果影响相对较大，近壁面网格越密对壁面流动的描述越好，而亚格子模型的影响相对较小.LES湍流模型要对壁面边界层进行完全求解，网格要求是y+≈1.本文的y+虽略大于1，但通过采用增强型壁面函数，LES湍流模型的结果能满足壁面湍流的处理要求，可保证结果的可靠性.本文模拟均匀流场，入口切向速度为零，只有法向速度.为了方便与前人的风洞试验结果做对比，入口速度设为15 m/s（建筑雷诺数约为1.2×105），保证了与风洞试验的雷诺数相一致，可以避免雷诺数对结果的影响.因为本文重点不在分析雷诺数对锥形涡的影响，故暂未考虑不同雷诺数的变化.为了使计算更快更稳定的收敛，在大涡模拟计算之前先进行了RANS模型的计算，将RANS模型计算的结果通过瞬态化处理作为大涡模拟计算的初始流场.至于入口速度的脉动成分则采用Fluent中的Spectral Synthesizer[13]法生成.为了切实地模拟风场，在入口上加入少许湍流度（I.u=0.5%）.建筑物表面采用无滑移壁面，地面采用自由滑移壁面，对压力和速度场的耦合采用SIMPLEC算法求解，流体的空间离散采用二阶迎风格式（Second Order Upwind），时间步长经试算对比，取为0.001 s，配合一方程亚格子模型进行模拟.通过多次试算并和已有风洞试验结果对比发现，本文所用方法能较好地模拟出屋面平均风压及脉动风压的分布.1.3 分析工况本文共设置了六组工况，为了方便对比，又将各工况归纳为3类：A类：无分隔板，无女儿墙（设为A0工况）；B类：有分隔板，无女儿墙（详见图2）；C类：无分隔板，带女儿墙（详见图3）.其中，为了避免分隔板厚度对数值模拟的结果造成影响，对分隔板进行了零厚度处理.对C类工况，有C1，C2和C3组工况，对应女儿墙的高度h.0分别设为0.05h，0.1h，0.3h（h为模型的高度）.为准确地追踪到锥形涡的实时特性，根据试算结果和前人的分析研究，特在锥形涡范围内与迎风边沿的夹角约为θ=14°的角线上依次布置了一系列监测点，各监测点沿屋面对角线对称布置，如图4所示.2 计算结果及分析2.1 涡结构可视化处理本文依据Q准则来判别漩涡区域[14]，从而识别锥形涡及其他旋涡结构，达到可视化的目的.Q准则是由Hunt等[15]于1988年提出，他们定义流场中速度梯度张量SymbolQC@ V的第二矩阵不变量Q具有正值的区域为旋涡.另外，它要求旋涡区域的压强要低于周围的压强.对于不可压缩流动Q可定义为：S和Ω分别代表了流场中一点的变形和旋转.因此，Q 准则反映了流场中一个流体微团旋转和变形之间的一种平衡.Q>0则反映了旋转在流动中占据统治地位.通过对模拟结果数据的转化，可得各类工况的旋涡结构，如图5所示.由于C3工况模型附近旋涡结构图与C2工况的分布类似，仅锥形涡在屋面分布范围更大，尾部涡流更复杂，故在此省略未画出.对比上述各工况的旋涡结构图，可看出A0和B1工况各旋涡结构的分布基本相同，说明沿对角线布置的竖向分隔板对屋面锥形涡的尺寸及分布的影响较小，可忽略.而B2，C2工况（包括C3工况）的涡结构与无分隔板、无女儿墙的A0工况相比差别较大，所造成的影响不可忽略.具体来说：B2工况中的竖直分隔板影响了尾流中两侧旋涡的交替脱落及涡流间的相互作用，使得屋面锥形涡尾部涡流有所聚集；而通过比较A0，C1，C2工况中的锥形涡结构，可发现女儿墙的存在抬高了锥形涡的位置，扩大了屋面锥形涡的作用范围，且随着女儿墙高度的增加锥形涡的尺寸也随之增大，并逐渐覆盖整个屋面.通过对比可发现，本文相应工况的数值模拟结果与风洞试验结果吻合较好，且风压分布规律基本一致.图8分别给出了A0，B1及B2工况中的屋面最小平均风压系数及最大脉动风压系数CFD模拟结果与风洞试验结果的对比.可发现最大相对误差（为6.25%）发生在B1工况最小平均风压系数的对比上，误差相对较小且各工况的模拟结果与试验结果在整体趋势上是一致的.这也再次证明本文采用的大涡模拟能够较好地反映锥形涡下屋面平均及脉动风压的分布特性，同时也说明了本文其他工况及分析结果的可靠性.由A0，B1，B2工况的风压系数分布云图可知，A0和B1工况屋面风压分布基本一致，沿屋面对角设分隔挡板后对锥形涡的尺寸、形状及平均、脉动风压分布产生的影响较小，最小平均风压系数及最大脉动风压系数分别存在0.05和0.01的差值.在模型尾流区加设竖直分隔板后（B2工况），最小平均风压系数下降了0.05，而屋面上的平均风压系数整体上是有所提高的，即屋面吸力有所减小.同时可看出B2工况中的脉动风压系数的大小较A0工况整体上是减小的，且相应区域最大有0.05的降幅，不可忽略.初步推断这是尾流区加设的竖向分隔板阻碍了背风区锥形涡与侧面脱体涡相互作用后的脱落及两侧涡流的相互影响所造成的.对比A0工况与加设女儿墙的各工况（C1，C2，C3）的风压系数分布云图可明显发现：随着女儿墙高度的增加，无论是平均风压还是脉动风压，其绝对值都是迅速减小的.当女儿墙的高度达到h.0=0.3h时，最小平均风压系数和最大脉动风压系数分别为-0.7和0.17，且屋面风压分布趋于均匀化.此外，C1，C2工况在背风屋角处都出现了正风压区，而当女儿墙达到一定高度时，屋面正风压区已不再存在，正如C3工况屋面的风压分布所示.联系上文对应工况的旋涡结构图，可推断上述现象是女儿墙的存在影响了气流的分离，阻碍了锥形涡尾部与侧面脱体涡的相互作用，抬高了屋面锥形涡的位置，扩大了锥形涡的范围，使得两个锥形涡的间隙变窄所致.2.3 风压时程特性研究模拟过程中，在屋面两锥形涡的范围内对称布置了12个监测点（详见图4），以便观测屋面吸力较大区域的风压随时间变化的特性.同样，将瞬时风压系数定义为：从图中A0和B1工况下点P3，Q3的风压系数时程曲线的变化可显著地观察到屋面锥形涡强度随时间的交替波动现象，如在2.4 s左右时刻（图中竖向箭线处）沿屋角线对称的P3点与Q3点的风压系数差值分别达到了0.4和0.5，可见这种此消彼长波动的现象是十分明显的.同时也可看出沿屋面对角设置的竖向分隔板对风压系数的数值及波动变化影响不大，仅屋面迎风尖角附近的监测点P1，Q1旋涡强度大小的交替波动现象有所加强.这可能是由于竖向分隔板的存在更有利于迎风尖角处气流的分离，从而缩短了形成锥形涡的气流过渡区.由上述分析可知，屋面两个锥形涡彼此的联系并不是直接在屋面上通过涡流的相互作用而建立的.比较A0和B2工况中P3，Q3点的风压系数时程曲线，可发现在尾流区加设竖向分隔板后旋涡强度大小的交替波动现象已基本消失，这说明屋面两锥形涡之间的联系已被切断.而B2工况所设分隔板阻挡了尾流中漩涡的脱落与相互作用，可知屋面锥形涡的强度变化与模型侧面脱体涡的相互作用和脱落有着紧密的联系.再对比A0工况和设女儿墙的各工况（C1，C2，C3）的风压时程曲线，在大致2 s的时刻，C1工况中点P3，Q3的风压系数的差值约为0.2，而C2，C3工况中都接近为0.可见随着女儿墙高度的增加，沿屋角线对称的监测点的风压系数时程曲线趋于一致，此消彼长的波动现象也逐渐消失.究其原因，联系前文分析可能是随着女儿墙高度的增加，锥形涡范围扩大，使得监测点间的正相关性加大，同时屋面四周封闭的女儿墙阻隔了顶面旋涡与背风区侧面分离涡的相互作用.其他监测点的风压时程规律与上述规律相类似，限于篇幅原因此处不再赘述. 为了更好地了解屋面锥形涡之间的特性，特选取屋面较大风吸力区的监测点P1～P3，Q1～Q3进行脉动风压的相关性分析，具体结果见表1.从表中的数值变化可看出：工况B1中屋面上的点P2与Q2，点P3与Q3的脉动风压相关系数与工况A0较为相近，且均为负值.而工况B1中点P1与Q1的脉动风压相关系数的绝对值较工况A0有明显的增加，这是因为工况A0的迎风屋角附近锥形涡还没完全生成，沿屋角线加设分隔板后更有利于锥形涡的形成.这也再次验证了屋面上两个锥形涡之间并没有直接的相互作用或相互的影响很小，同时也说明了锥形涡强度是以屋面对角线轴呈交替变化的.至于工况B2中相应点的脉动风压相关系数则与工况A0，B1有较明显的差异，而这种差异也符合上文关于B2工况所设分隔板切断了屋面两个锥形涡间联系的结论.对比表中工况C1，C2，C3各点之间的脉动风压相关系数的数值大小和正负可发现，随着女儿墙高度的增加，屋面各点之间脉动风压的相关性明显提高.当女儿墙的高度h.0=0.3h时（C3工况），各点之间的脉动风压相关系数大都在0.9以上，这也进一步说明随着女儿墙高度的增加，屋面锥形涡与背风侧面分离涡的作用逐渐减小，屋面两个锥形涡的强度交替增减现象将逐渐消失，而呈现出的是沿屋面对角线的对称同步变化.3 结论本文重点对45°风向角均匀来流作用下建筑物顶面产生的锥形涡的现象进行了大涡模拟（LES），研究了屋面上锥形涡的相关特性并探讨了屋面常见的女儿墙对锥形涡的影响.得到的有关锥形涡的结果如下：1）大涡模拟（LES）能很好地捕捉到屋面的锥形涡.2）基于Q准则的旋涡判别法能较好的识别斜风向下屋面形成的锥形旋涡结构.3）无女儿墙的平屋盖上锥形涡并不是完全对称的，其强度也不是对称变化的，而是随时间的不断变化，主要表现为两个锥形涡强度的大小交替波动，此消彼长.4）通过在模型顶面及尾流区加设竖直分隔挡板，发现模型顶面的锥形涡在屋面上并没有直接的相互作用和影响，而是沿流动方向锥形涡逐渐变大，到达背风区后屋面锥形涡与侧面脱体涡相互作用并随尾流的漩涡脱落反馈到屋面锥形涡的强度变化上.5）女儿墙的存在会抬高屋面锥形涡，扩大屋面锥形涡的作用范围，阻隔顶面旋涡与背风区侧面分离涡的相互作用.当在周边设置较高女儿墙时屋面风压分布趋于均匀，且屋面峰值吸力明显减小.参考文献[1] LI Q S， HU S Y， DAI Y M， et 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不同风速对水面舰船风尾流影响的大涡模拟
不同风速对水面舰船风尾流影响的大涡模拟
袁书生;赵元立;粘松雷
【期刊名称】《舰船电子工程》
【年(卷),期】2016(036)007
【摘要】采用低速气流运动控制方程组和湍流大涡模拟方法,研究了不同来风速度对水面舰船风尾流的影响,得到了不同来风速度条件下飞行甲板上方及舰船后方某些点处压力和垂向速度随时间的变化关系及三个典型平面上的时均表压力和垂向速度的分布.结果表明,正向来风条件下,随着风速增加,甲板上方空间内的湍动能增加显著;风尾流中间歇性出现显著湍动能的时间间隔,随着风速增加有所减小.飞行甲板上方和舰尾流中出现的下洗气流区域宽度、长度和高度,受风速大小影响不大.飞行甲板区域上方形成的正压区和压力值,随着风速增大而增加.
【总页数】5页(P86-90)
【作者】袁书生;赵元立;粘松雷
【作者单位】海军航空工程学院烟台 264001;海军航空工程学院烟台 264001;海军航空工程学院烟台 264001
【正文语种】中文
【中图分类】TP391
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二级沙波水流特性的大涡模拟
二级沙波水流特性的大涡模拟董伟良;诸裕良;马殿光;徐俊锋【期刊名称】《水道港口》【年(卷),期】2016(037)002【摘要】采用FLuent软件平台大涡模拟方法(LES)对二级沙波水流特性进行数值模拟,进出口边界采用周期性条件以模拟一系列沙波.通过与水槽试验数据对比发现,模拟计算结果与试验数据吻合较好,在此基础上对3种不同水平位置处的二级沙波进行模拟.计算结果表明:当二级沙波距一级沙波波峰较远时,二级沙波对一级沙波起遮掩作用,使得一级沙波回流区范围减小,垂向负流速区更加接近一级沙波波峰,同时二级沙波背流面的水流会对一级沙波迎流面形成侵蚀,进而减小一级沙波尺度;当一、二级沙波接近融合或融合时,两者之间的非线性相互作用使得回流区范围扩大,紊动增强.Q准则等值面显示,二次沙波的叠加增强了沙波涡旋结构的尺度和强度.【总页数】5页(P154-158)【作者】董伟良;诸裕良;马殿光;徐俊锋【作者单位】河海大学港口海岸与近海工程学院,南京210098;河海大学港口海岸与近海工程学院,南京210098;交通运输部天津水运工程科学研究所,天津300456;交通运输部天津水运工程科学研究所,天津300456【正文语种】中文【中图分类】TV135;O35【相关文献】1.沙纹床面水流特性研究 [J], 张向东;杨军;厉凯2.桥墩水流特性大涡模拟研究 [J], 薛万云;郭宁;吴时强;陈锡林;吴修锋;周杰;周向华;戴江玉3.网格嵌套技术在模拟海底沙波运移中的应用Ⅱ——南海北部沙波运移 [J], 江文滨;林缅;李勇;范奉鑫;闫军4.HPLC-DAD法检测马波沙星片中\r马波沙星氧化物的研究 [J], 赵晶晶5.国家二类新兽药马波沙星及马波沙星注射液 [J],因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
离心泵螺旋形压水室内流场的大涡模拟
( 6)
其中
M ab = C ab = ∃ t
∑ ∫N
e
8e Α
Α N Β
d8
∑ ∫N
eห้องสมุดไป่ตู้
8e
∃t ∑
e
uk
2
∫
5 (N ΒN Χ) d8 + 5x j 5N Α5 (N ΒN Χ) d8 8e 5x k 5x j
64
农 业 机 械 学 报
2 0 0 6 年
在固壁边界, 采用无滑移 壁面条件, 即 u = 0, 压力给 定第二类边界条件。
M abU ib = M abU ib - C abU ibU jb + H a - D abU ib - K abU ib
n n n+ 1 n n n
迭代求解式 ( 10 ) , 直到速度散度小于规定误差时计 算终止, 压力被确定。
2 计算参数及边界条件
本文计算了一个立式离心泵螺旋形压水室, 其 型线按常规等速度矩法 ( v u r = con st, v u 是压水室进 口的周向速度) 设计。 结构参数为: 基圆半径 R = 01088 m , 进口宽度B = 0104 m , 隔舌安放角Ω , 0 = 30 ° 扩散段出 口 直 径 D = 01088 m ; 设 计 参 数 为: Q = 01032 7 m 3 s, H = 28 m 。网格采用八节点六面体单 元, 共有单元 50 220 个、 节点 55 955 个, 如图 1 所示。 定义无量纲时间 t′ = v r t R , v r 是压水室进口处的径 向速度。 计算中取时间步长 ∃ t′ = 0103。 边界条件为: 在计算域进口, 给定速度值, 即u = u in let , u in let 是平均流入速度; 在出口, 流速和压力分别 满足5 u 5 n = 0, 5 p 5 n = 0, n 代表出口面法线方向;
基于NASA—VOF模型的二维溃坝水流冲击丁坝流场模拟
基于NASA—VOF模型的二维溃坝水流冲击丁坝流场模拟廖斌;陈善群【摘要】The NASA-VOF model is established based on the VOF technique. The numerical model is validated by simulating the evolution of two-dimensional dam-break flow. The results show that the NASA-VOF model has high accuracy in free-face tracking of two-dimensional dam-break flow. Moreover, the numerical model is used for simulating collapse of two-dimensional dam-break flow to a dike. The numerical results are compared with experimental data. It showes that the NASA-VOF model can accurately track the evolution process of the clam-break flow impacting to a dike.%建立了一种基于VOF自由面追踪方法的NASA-VOF数值模型，并运用该模型模拟溃坝水流的演进过程，将数值模拟结果与实验结果进行比较，结果表明NASA—VOF数值模型可良好地实现二维溃坝水流自由面的追踪．之后运用NASA—VOF模型数值模拟二维溃坝水流冲击丁坝流场，并与实验结果进行比较，结果表明NASA-VOF模型可较为精确地模拟二维溃坝水流冲击丁坝流场的演化过程．【期刊名称】《安徽工程大学学报》【年(卷),期】2012(027)004【总页数】5页(P65-69)【关键词】NASA-VOF;丁坝;溃坝水流;自由面【作者】廖斌;陈善群【作者单位】安徽工程大学建筑工程学院,安徽芜湖241000;安徽工程大学建筑工程学院,安徽芜湖241000【正文语种】中文【中图分类】TV131.2多年来溃坝问题一直是研究工作者和水利工程师所关注的问题.当河道中存在码头、丁坝、桥墩等构筑物时，溃坝水流的演进将会受到阻碍，并在构筑物附近形成绕射和反射流场，严重影响洪水的下泄；另外，构筑物本身也会受到溃坝水流的强烈冲击，构筑物的强度和稳定性将受到严峻的考验.丁坝是现代治河一个重要的工程措施，其自身的稳定性和安全性非常重要，因此模拟溃坝水流冲击丁坝流场有着非常重要的工程意义.随着计算机及数值模拟技术的迅速发展，数值模拟已成为研究丁坝问题一个重要的手段.目前针对丁坝问题的研究主要集中在非自由面条件下的丁坝绕流，国内外许多研究者对此进行了研究.李国斌［1］采用紊流三维k－ε模型闭合雷诺方程组，利用刚盖假定计算非淹没丁坝的流场；周宜林［2］应用大涡模拟方法研究了丁坝附近的水流特性；彭静［3］等将非线性紊流模型应用于丁坝的绕流场流动模拟中，并和线性模型进行了比较.本文拟建立一种基于VOF自由面追踪方法的NASA－VOF数值模型，并运用此模型数值模拟溃坝水流冲击丁坝过程，在含有自由面的条件下研究丁坝绕流流场的演进过程，为溃坝水流对丁坝冲击的灾害提供较为准确的预报.1 NASA－VOF模型1.1 控制方程NASA－VOF模型的控制方程为不可压缩流体的N－S方程和连续性方程：式中：t为时间；u，v为流体速度分量；p为流体压强；ρ为流体密度；υ为流体运动粘滞系数；gx，gy为体积加速度分量；θ为部分单元体参数，其值在0～1之间.NASA－VOF模型引入VOF函数F（x，y，t）来表示自由面，它的思想是追踪自由面的流体体积分数，代表网格中某类流体占整个网格体积的百分比.若F＝1，则该网格单元充满流体；若F＝0，则该网格单元不含流体；若0＜F＜1，则这一网格单元必定含有自由面.所以通过求解F值，即可确定自由面在哪些单元内.F随时间变化的控制方程：式（1）、（2）、（3）、（4）组成了本文所用 NASA－VOF模型的控制方程. 1.2 方程的离散有限差分离散控制方程（1）～（3）的差分网格采用交错网格单元（Staggered Grid）（见图1）.其中速度的水平分量ui＋1/2，j定义在网格右界面，垂直分量vi，j＋1/2 定义在网格上界面.压强pi，j 和流体体积函数Fi，j 均定义在网格中心.ARi＋1/2，j，ATi，j＋1/2 为网格单元右界面及上界面可通过流体的边长系数；ACi，j为单元可通过流体的面积系数，对不含边界的单元上述参数ARi＋1/2，j，ATi，j＋1/2 和ACi，j 都为1.对于部分单元体几何参数而言：ARi＋1/2，j ＝θi＋1/2，j，ATi，j＋1/2 ＝θi，j＋1/2 和 ACi，j ＝θi，j.动量方程式（1）在x方向的差分形式为：图1 交错网格单元1.3 自由面边界条件（1）压强边界条件［4］.自由面的压强一般可认为是一常数（大气压），数值计算中常取零.在具体计算中对含有自由面的单元，一般并不简单地认为它为零，而是考虑自由面在单元中的近似位置，由线性插值得到.如图2所示，由自由面的压强值（为常数）和与其相邻的某一流体单元的压强值通过线性插值得到典型自由面单元的压强值.压强插值的表达式为：图2 表面单元压强插值图其中，pi，j为自由面单元的压强值，pn为内部插值单元的压强值，ps为自由面上的压强值，η＝dc/ds为自由面单元到内部插值的距离与其到插值单元的距离之比值.（2）速度边界条件.①表面单元仅一条边与空单元相连（见图3a）.②表面单元有2条边与空单元相连.如这2边相邻（见图3b1）：如这2边相对（见图3b2）：③表面单元的3条边与空单元相连（见图3c）.④表面单元的4条边均与空单元相连（见图3d），则将它看作自由落体处理，图3 自由面单元和空单元的位置关系1.4 方程的求解本文采用共轭剩余法［5］求解方程（5）和（9），进行迭代计算.一个时间步内的求解有以下三步：①将前一时刻获得的流场结果代到N－S方程的显式差分格式（5），求得新时刻的流场近似值.②通过迭代调整每个单元的压力，使得对内部流体单元都满足连续方程的隐式差分方程式（9）.如果用s表示（10）式的右端非零值，则每次迭代时压力调整量δp为对于表面单元满足自由表面的动力边界条件，是通过表面单元的压力pi，j等于插值单元的压力pn与自由表面处的压力ps的线性插值来实现的，这时，压力调整量δp为上式中dc，ds的定义如图2所示.③应用施主与受主单元模型来计算每个单元新的F值，构造新自由面.1.5收敛性条件收敛判断条件由连续性方程（9）给定，即将迭代所得的每个单元的速度代入连续性方程时，方程右边源项的最大绝对值足够小，本文计算选取：2 算例验证参照Hirt＆Nichols的计算条件，在不计自由面张力的情况下：①边界条件：下、左边壁采用可滑移边界条件，右边壁采用连续性边界条件；②初始条件：t＝0时，全计算区域的速度场为0，水体仅受静压力作用.在笛卡尔坐标系下考虑一静止水体置于水平渠道中，水体长度L0为1个单位长度，水体宽度H0为2个单位长度，H0＝2L0.计算模型如图4所示.计算网格为x方向50个，y方向22个.当t＝0时，水体右端有一闸门阻碍水体流动；当t＞0时，闸门瞬间移开，水体在重力作用下迅速溃塌，并沿水平方向运动，水体自由面运动演化如图5所示.计算结果与实验结果进行比较，如图6所示.图6中的横坐标T表示特征时间，T ＝t；纵坐标表示溃坝洪峰的传递距离.从对比结果来看，数值模拟结果与实验结果吻合较好，本文的数值模型可较好地实现对溃坝水流自由面的追踪.图4 溃坝水流计算模型示意图图5 溃坝水体自由面运动演化图图6 数值模拟与实验结果的比较3 溃坝水流冲击丁坝流场3.1 计算模型本文以一底部放置有小型障碍物的矩形容器做为溃坝水流冲击丁坝流场的计算模型，如图7所示.给定溃坝水柱长度a＝0.15m，静水深2a＝0.3m，丁坝长度d＝0.024m，丁坝高度2d＝0.048m.初始时间步长δt＝1.0×10－4 s.采用的计算网格为x方向100个，y方向100个，网格大小δx＝6.0×10－3 m，δy＝3.2×10－3 m.水的密度ρ＝1g/cm3，重力加速度gy ＝980cm/s2，运动粘滞系数υ＝1.002×10－2 cm/s2.初始条件：速度场u＝v＝0，压强场为静水压强.边界条件：左、下边壁采用可滑移边界条件，右、上边壁采用不可滑移边界条件；丁坝四周边界采用固壁边界条件.图7 溃坝水流冲击障碍物流场计算模型3.2 计算结果分析图8给出了典型时刻溃坝水流冲击丁坝流场的分布，数值计算结果与实验结果相比较得到以下结论：t＝0.2s时，溃坝水流的前沿已撞上丁坝，撞击后在其右上角转弯，产生了一个向右上方行进的水舌，与实验中产生的水舌形状类似.t＝0.3s时，水舌继续向右上方延伸，此水舌的形状与实验很相似；同时未越过丁坝的溃坝水流液面形状与实验结果也很相似.t＝0.4s时，水舌已撞上右边壁，在撞上的瞬间空气来不及全部扩散，在水体内形成气泡，在重力作用下，水体有沿右边壁向下滑的趋势，而气泡将随水体下滑而扩散出来；与此同时一些散落的水滴从水体中脱离出来，而在水舌甩向右边壁的这一瞬间一条水带从水舌中部脱离出来，这两点与实验相类似.t＝0.5s时，水体已从右边壁跌落至下边壁，并与下边壁发生撞击，产生了水珠飞溅的现象，与实验结果相似；在水体跌落的同时，后续水流持续撞击右边壁，水体中的气泡有所增大；水体跌落瞬间，由于空气来不及扩散，水体内形成气泡；与下边壁撞击后的水流一部分向丁坝流动，形成第二个水舌，水舌撞上障碍物并与水体汇合，形成一个大的气泡，这点与实验类似；同时未能越过丁坝的溃坝水流液面形状与实验很相似.4 结论本文首先建立了一种基于VOF自由面追踪方法的NASA－VOF数值模型，并运用该模型数值模拟溃坝水流的演进过程，将数值模拟结果与实验结果进行比较，结果表明NASA－VOF数值模型能够较好地实现二维溃坝水流自由面的追踪；另外还运用NASA－VOF模型数值模拟二维溃坝水流冲击丁坝流场，并将数值模拟结果与实验结果相比较，结果表明NASA－VOF模型可较为精确地模拟二维溃坝水流冲击丁坝流场的演化过程，可以为溃坝水流对丁坝冲击的灾害提供一定的参考价值. 图8 典型时刻溃坝水流冲击丁坝流场分布（t＝0.1～0.5s）参考文献：［1］李国斌.淹没丁坝水流试验研究及三维数值计算［D］.南京：南京水利科学研究院，1989.［2］周宜林.淹没丁坝附近三维水流运动大涡数值模拟［J］.长江科学院院报，2001，18（5）：28－36.［3］彭静，河源能久，玉井信行.线性与非线性紊流模型及其在丁坝绕流中的应用［J］.水动力学研究与进展，2003，18（5）：589－594.［4］廖斌.基于VOF方法的不可压缩粘性流体自由面追踪［D］.南京：河海大学，2009.［5］Raad P E，Chen S，Johnson D B.The introduction of micro cells to treat pressure in free surface fluid flow problems［J］.Journal of Fluids Engineering，1995，117：683－690.。
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示 ，二次沙波的叠加增强 了沙波涡旋结 构的尺度 和强度 。
关键词 ：二级沙波 ；大涡模 拟 ；水平位置 ；Ｑ准则
中图分类号 ：ＴＶ １３５；０ ３５
文献标识码 ：Ａ
文章编号 ：１００５—８４４３（２０１６）０２—０１５４—０５
在 河 流和 海洋 环境 中 ，因底床 形 态不 断发 展 演变 ，沙 波地 形 也处 于不 断 叠加 、融 合 的过 程 中 ，有效 地保 存 了河床底部沉积物的形态…。Ｆｅｒｎａｎｄｅｚ 试验结果表明 ：二级沙波沿一级沙波迎流面从波谷移向波峰时， 波谷产生的非线性作用使得沙波水流流态处于不断的演变之中。数值模拟方法是研究沙波水流条件及泥 沙运 动 规律 的主要 手 段之 一 ，目前 常 采用 ｋ－ｅ紊 流模 型 ，如 ：Ｍｅｎｄｏｚａ＿３ 、Ｊｏｈｎｓ 、Ｙｏｏｎ 等人 成 功模 拟 了不 同 条件 下 沙波水 流 特性 ，但模 拟结 果 与实测 数据 在紊 动较 强 的波谷 差距 较 大 ；为 了克 服 ．ｓ紊 流模 型 只能模 拟 时均值及 偏差 较大 的缺点 ，Ｙｕｅ 、Ｓｔｏｅｓｓｅｒ 、Ｇｒｉｇｏｒｉａｄｉｓ 、Ｘｉｅ 等选择 利用 大涡 数值模 型 （ＬＥｓ）来进 行 研究 ， 相对 而 言 ，ＬＥＳ模 型 可 以更 为精 细地刻 画沙波 水流 条件 。
２０１６年 ４月
董伟 良，等 二级沙波水流特性的大涡模拟
１５５
式中：分子粘性产生的应力张量 ＝［ （芸＋芸）】一号 豢６ ；亚格子应力下 ＝一 ＋ ｆ ６ ；滤波后的应
变速率 张量 ＝ （ ＋ ）；亚格子涡粘系数 使用 ｓａｍａｇ。ｒｉｎ—ＬｉｌｌｙＮ ￣ ， ＝ｐ ， ＝
计算域 由二级沙波 叠加在一级沙波迎流面上组成 。使用 ＦＬＵＥＮＴ软件前处理程序 Ｇａｍｂｉｔ生成计算 区
域几何体 ，再进行 网格划分 ，得到如 图 ｌ所示的四面体网格单元 。模型计算域长为 １．６ ｍ，宽为 １．０ ｍ，高为
０．３７２ ｍ，采用结构 网格进行划分 ，其 中沿 、Ｙ和ｚ轴 ３个方向分别为 １６０、５０和７０个网格 （如图 １所示 ，其中网
；网格
混合长度 Ｌ ：ｍｉｎ（Ｋｄ，Ｃ Ｖ ），ｄ为到最近的壁面的距离 ，Ｆｌｕｅｎｔ中Ｇ＝０．１，Ｋ＝０。４１８ ７。
１．２ 边界 条件 当水流流经一系列 沙波时 ，各个沙波上水流结构存在周期性变化规律 ，单个沙波周期进 出口水流特性
基本相同。在保证计算准确性 的基础上 ，为 了减少模型网格数和计算时间，从而取为周期性边界条件 ，以此
第 ３７卷 第 ２期 ２０１６ 年 ４ 月
水 道 港 口
Ｊｏｕｒｎａｌ ｏｆ Ｗ ａｔｅｒｗａｙ ａｎｄ Ｈａｒｂｏｒ
Ｖｏ１．３７ Ｎｏ．２ Ａｐｒ．２０１６
二级沙波水流特性的大涡模拟
董伟 良 ，诸裕 良 ，马殿光 ，徐俊锋
（１．河海 大 学 港 口海岸 与近海 工程 学院 ，南京 ２１００９８；２．交通运 输部 天津水 运 工程科 学研 究所 ，天 津 ３００４５６）
远时 ，二级沙波对一级沙波起遮掩作用 ，使得一级沙波 回流 区范围减 小 ，垂 向负 流速区更 加接近一级沙
波波峰 ，同时二级沙波背流面 的水流会对一级沙波迎流面形成侵蚀 ，进而减小一级沙波尺度 ；当一 、二级
沙波接近融合或融合时 ，两者之问的非线性相互作用使得回流区范围扩大 ，紊动增强 。Ｑ准则 等值 面显
格 每 隔 ３个 显示 １个 ），相邻 网格 比不超 过 １．０５。
１ 数 学 模 型
１．１ 基本方 程 大 涡模拟 的思想 是在 流动 区域 内对 Ｎ．Ｓ方 程进行 网格 过滤 ，从 而得到 较大 尺度漩 涡 的基 本方 程组 。
连续方程
＋熹（ｐ ）＝０
（１）
大涡的动量方程组 击（面＋毒（ｐ ＝一差 Ｏ， Ｏ ｏ＇，ｊ）一骞 户１＇２＇３
（２）
收稿 日期 ：２０１５—０７—２９；修 回 日期 ：２０１５—１１—３Ｏ 基金项 目 ：中央级公益性科研 院所基本科研业 务费专项 资金项 目（ＴＫＳ１５０１０２，ＴＫＳ１３０１０５） 作者 简介 ：董伟 ０．（１９９０一），男 ，江苏省人 ，硕士研究生 ，主要从事河流水力学 、港 口航道研究 。 Ｂｉｏｇｒａｐｈｙ：ＤＯＮＧＷｅｉ—ｌｉａｎｇ（１９９０－），ｍａｌｅ，ｍａｓｔｅｒ ｓｔｕｄｅｎｔ．
摘 要 ：采用 ＦＬｕｅｎｔ软件平台大涡模拟方法（ＬＥＳ）对二级沙波水流特性进行数值模拟 ，进 出 口边界 采用
周期性 条件 以模拟一 系列沙波 。通过与水槽试验数据对 比发现 ，模拟计 算结 果与试验数据 吻合较好 ，在
பைடு நூலகம்
此基础上对 ３种不 同水 平位置处 的二级 沙波 进行模拟 。计算结 果表 明：当二级沙波距一级沙 波波峰较
可以保证在单位周期沙波长度 的模拟情况下 ，沙波水流充分发展为湍流 ，其中周期性条件为
Ｙ， ＝中 ＋Ａ，Ｙ，
，
式中： 为纵向流速 Ｍ、横 向流速 、垂线流速 和稳定动能 等水力参数 ；Ａ为沙波波长 。
（３）
由于近壁湍流的脉动能量 主要集中在小尺度涡 ，从而给粗网格的大涡模拟带来困难 ，为使 Ｓｍａｇｏｒｉｎｓｋｙ．
然而 ，目前沙波水流数值模拟研究主要针对一级沙波形态 ，较少对二级沙波影响下 的沙波水流特性进 行研究 。Ｆｒｉａｓ等ｎ刚曾对 Ｆｅｒｎａｎｄｅｚ 的试验过程进行模拟 ，主要对沙波接近融合和融合 ２种状态进行研究 ，而 对于二级沙波远离一级沙波波峰的情况暂未涉及 。本文拟采用 ＬＥＳ模型对二级沙波上 的水流特性进行模 拟 ，通过与已有的物理试验资料进行对 比，分析水平位置对沙波水流流态的影响 ，以此研究沙波叠加 、融合 的演 变机 制 。
Ｌｉｌｌｙ亚 网格 模 型很 好 地 适 应 近壁 面 的湍流 边 界 层 ，采 用壁 面 函数法 处 理 近壁 湍 流 ，即用半 经 验公 式将 自由
流中的紊流与壁面附件的流动链接起来 。在固壁上应用无滑移条件 ，计算域的上边界采用对称边界条件 ：
ＯｌＯｚ＝０和 ｗ＝Ｏ。
１－３ 网格 生成