崔桂香-2013—湍流大涡模拟及应用
可逆转轮单通道流动大涡模拟
可逆转轮单通道流动大涡模拟
徐岚;崔桂香;许春晓;张兆顺;陈乃祥
【期刊名称】《水力发电学报》
【年(卷),期】2007(26)4
【摘要】为准确预测不可压复杂边界的湍流流动,本文应用高精度有限体积法对曲面边界湍流进行了大涡模拟。
空间离散采用有限体四阶紧致格式,时间推进采用四阶Runge-Kutta法,压力-速度耦合应用四阶紧致格式的动量插值,亚格子应力模式采用动态Smagorinsky模式,复杂边界的处理则应用了浸没边界法,成功地实现了弯槽湍流、NACA0012标准翼型绕流流动和可逆式水泵水轮机转轮内单流道流动的大涡模拟计算,所得结果与已有结果或实验结果吻合良好,表明该方法对于湍流大涡模拟方法在流体机械工程领域中的应用和发展具有重要意义。
【总页数】6页(P124-129)
【关键词】水力机械;可逆转轮;大涡模拟;有限体积法;浸没边界
【作者】徐岚;崔桂香;许春晓;张兆顺;陈乃祥
【作者单位】清华大学热能工程系;清华大学工程力学系
【正文语种】中文
【中图分类】TK72;TV131.2
【相关文献】
1.基于大涡模拟尾水管涡带模拟及流动特性研究 [J], 钟林涛
2.基于大涡模拟的抑制孔腔涡旋流动与脉动压力的流动控制方法研究 [J], DENG
Yu-qing;ZHANG Nan
3.混流式转轮中流场的大涡模拟 [J], 张昌兵;杨永全;鞠小明;桂林
4.大涡模拟研究两相燃烧的进展(Ⅱ)复杂气固流动和煤燃烧的大涡模拟(英文) [J], 周力行;胡瓅元
5.可逆转轮三维流动的涡动力学诊断研究 [J], 樊红刚;陈乃祥;杨琳
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抽水蓄能电站压水气系统中压储气罐
0 引言抽水蓄能技术经过多年的发展，已成为当今最为成熟可靠、经济高效的物理储能设施[1]。
短期来看，抽水蓄能仍能以其低廉的成本、完善的运营机制，占领大规模大容量的储能市场[2]。
抽水蓄能电站通过在多种工况之间快速频繁转换，完成平滑负荷、削峰填谷的重要任务，大大提高了常规电力系统及能源系统的综合利用效率和供电安全可靠性[3]。
而压水气系统是抽水蓄能机组实现调相运行及水泵工况启动的核心，该系统通过在转轮室内注入中压压缩空气将水位压至转轮以下，使转轮在空气中旋转，机组得以快速启动、平稳运行[4]。
压水气系统的高压空气贮存于中压储气罐之中，于排气压水工况及排污工况中快速膨胀释放，使得罐体迅速降温[5，6]，并且产生一定程度的噪声污染[7]，但尚不清楚针对压水气系统排污工况罐内的流场及噪声特征。
图1展示了中压储气罐及其附属设施的基本情况，压水气系统中压储气罐排污工况，是指气罐在定期维护时，短暂打开气罐排污阀门，排出气罐底部沉积杂质的过程，该过程的特点是时间短、压力高。
在某抽水蓄能电站建设过程中，对中压储气罐排污工况进行调试时，发现气罐噪声强度极大，以至于附近工作人员产生明显不适感。
因此，本文对压水气系统中压储气罐排污工况进行数值模拟，探讨气罐流场、声源位置及噪声发生机理，为其后续优化设计提供指导。
高压气罐截止阀截止阀电磁阀墙体夹层排污槽图1 某电站中压储气罐及其附属设施结构示意图Figure 1 Schematic diagram of medium-pressure gas storage tank and its auxiliary facilities in a power station1 模拟方案1.1 湍流模型及计算声学理论1.1.1 湍流模型大涡模拟的基本原理是以特定的分辨尺度分解湍流流场，对大于分辨尺度的脉动直接用N-S方程求解，而对小于分辨尺度脉动建立模型封闭于求解方程组中。
不同尺度流动的区分依靠滤波来实现。
大涡模拟滤波网格尺度研究及其应用
大涡模拟滤波网格尺度研究及其应用一、本文概述本文旨在深入探讨大涡模拟（Large Eddy Simulation, LES）中的滤波网格尺度问题，以及其在流体动力学领域的应用。
大涡模拟作为一种重要的湍流模拟方法，能够捕捉到湍流中的大尺度结构，并通过模型描述小尺度运动对大尺度的影响。
滤波网格尺度作为大涡模拟中的关键参数，其选择直接影响到模拟的精度和效率。
因此，研究滤波网格尺度对于提高大涡模拟的准确性和适用性具有重要意义。
本文首先将对大涡模拟的基本理论和方法进行概述，介绍滤波网格尺度在大涡模拟中的作用和影响。
然后，通过对不同滤波网格尺度下的模拟结果进行比较分析，探讨滤波网格尺度对模拟精度和计算效率的影响机制。
在此基础上，本文将提出一种优化的滤波网格尺度选择方法，以提高大涡模拟的准确性和效率。
本文还将探讨大涡模拟在流体动力学领域的应用，特别是在复杂流动和工程实际问题中的应用。
通过具体案例的分析和讨论，展示大涡模拟在解决实际问题中的潜力和优势。
本文将全面系统地研究大涡模拟中的滤波网格尺度问题及其应用，为大涡模拟在流体动力学领域的应用提供理论支持和实践指导。
二、大涡模拟理论基础大涡模拟（Large Eddy Simulation，简称LES）是一种介于直接数值模拟（DNS）和雷诺平均N-S方程（RANS）之间的湍流数值模拟方法。
它的主要思想是将湍流运动通过某种滤波函数分解为大尺度运动和小尺度运动两部分，大尺度运动通过直接求解滤波后的N-S方程得到，而小尺度运动对大尺度运动的影响则通过模型来模拟。
在LES中，滤波函数的选择至关重要。
常用的滤波函数包括盒式滤波、高斯滤波等。
滤波后的N-S方程会包含一个新的未知量，即亚格子应力张量。
为了封闭这个方程，需要引入亚格子尺度模型（Subgrid-Scale Model，简称SGS模型）。
SGS模型的作用是模拟小尺度湍流对大尺度湍流的影响，从而使方程封闭可解。
在大涡模拟中，网格尺度是一个关键参数。
湍流大涡数值模拟进展
第22卷第2期空气动力学学报Vol.22,No.2 2004年06月ACTA AERODYNAMICA SINICA Jun.,2004文章编号:0258-1825(2004)02-0121-09湍流大涡数值模拟进展崔桂香,许春晓,张兆顺(清华大学工程力学系,北京100084)摘要:本文简要陈述湍流大涡数值模拟的原理、优点,着重讨论湍流大涡数值模拟方法的关键问题及其可能解决的途径,包括脉动的过滤、亚格子模型、近壁模型和标量湍流的大涡数值模拟中的特殊问题。
文章强调大涡数值模拟中亚格子应力的本质是可解尺度湍流和不可解尺度湍流动量间的输运,并以作者最近提出的新型亚格子模型说明发展亚格子模型的正确途径。
文章最后提出湍流大涡数值模拟近期需要迫切解决的问题和其他具有挑战性的方向。
关键词:湍流;大涡数值模拟;亚格子模型;近壁模型;标量湍流中图分类号:V211.3文献标识码:A*0引言复杂流动的准确数值预测是当前航空、航天器研究和设计中迫切需要解决的空气动力学前沿问题之一。
随着计算空气动力学方法的不断完善,计算机品质的不断提高,湍流的数值模拟方法成为提高数值预测航天器空气动力特性的瓶颈。
目前,数值预测湍流的方法有:直接数值模拟(DNS),大涡数值模拟(LE S)和雷诺平均模拟(RANS)。
直接数值模拟(DNS)是精确数值模拟湍流的方法,它的主要困难在于湍流是一种不规则多尺度运动,无论在空间上或者时间上湍流都有十分宽广谱。
准确数值模拟湍流既要精确计算大尺度流动;又要足够准确地计算小尺度运动。
在最简单的各向同性湍流中湍流的空间尺度有以下估计:L ma x/l mi n~Re3/4K,同样最大和最小时间尺度之比T max/t min~Re3/4K,它们都和流动的泰勒雷诺数Re K有关。
按照上述估计,空间网格数至少应有:N=N x@N y@N z~Re9/4K,运算量超过Re3K,航空航天器复杂绕流计算的网格数和运算时间远远超过上述估计。
扰动入流对风力机叶片流场及输出功率的影响分析
扰动入流对风力机叶片流场及输出功率的影响分析吴林泉;张立茹;罗坤;王占洋;景坤瑶【摘要】基于漩涡法与实验条件修正入流条件,结合延迟分离涡湍流模型,对水平轴风力机气动特性进行数值模拟.分析风力机压力系数、截面涡量和功率特性,并与均匀入流和实验数据对比.研究表明,修正的扰动入流对风力机叶片叶根处截面压力系数的影响比均匀入流更大,但随翼展方向趋于一致;扰动致使在叶片0.57～0.71 R处产生更大的涡量损失,小于额定尖速比时输出功率更接近实验值.基于漩涡法的风力机气动特性模拟方案,可更有效地应用于风力发电预测研究.【期刊名称】《可再生能源》【年(卷),期】2016(034)012【总页数】6页(P1841-1846)【关键词】水平轴风力机;扰动入流;输出功率;数值模拟【作者】吴林泉;张立茹;罗坤;王占洋;景坤瑶【作者单位】内蒙古工业大学能源与动力工程学院,内蒙古呼和浩特010051;内蒙古工业大学能源与动力工程学院,内蒙古呼和浩特010051;风能太阳能利用技术省部共建教育部重点实验室,内蒙古呼和浩特010051;风能太阳能利用技术省部共建教育部重点实验室,内蒙古呼和浩特010051;内蒙古工业大学能源与动力工程学院,内蒙古呼和浩特010051;内蒙古工业大学能源与动力工程学院,内蒙古呼和浩特010051【正文语种】中文【中图分类】TK89由于自然界风具有涡动性和不均匀性，形成的扰动入流会对风力机运行工况造成直接的影响。
对风力机气动特性的精确预测是风力机设计和风场选址的关键，因此，研究扰动入流下风力机的气动特性具有重要的现实意义。
2011年，韩中合针对均匀风和剪切风两种入流对1.3 MW风力机进行三维数值模拟，其结果显示，风力机功率值与设计值吻合良好[1]。
2012年，周文平采用时间推进自由尾迹模型的涡尾迹方法理论方式，在对稳态风剪切、极端运行阵风和极端垂直风切变等多种入流风廓线时的风力机流场和气动性能进行计算，得出切变风速能使风力机载荷波动幅值加大的结论 [2]。
某灯泡贯流式水轮机内部湍流的大涡模拟
与实验结果对比
将模拟结果与实验结果进行对比分析 ，验证模拟方法的准确性和可靠性。
性能评估
评估灯泡贯流式水轮机的水力性能， 如能量转换效率、空化性能等，为优 化设计提供依据。
改进建议
根据模拟结果和分析讨论，提出针对 灯泡贯流式水轮机的改进建议和优化 方案。
05
灯泡贯流式水轮机性能优化建议
针对湍流特性的优化措施
效率降低
湍流导致能量损失增加，降低水轮机的效率。
空化性能恶化
湍流可能加剧空化现象，导致水轮机空化性能恶 化。
振动与噪声
湍流引起的压力脉动可能导致水轮机振动和噪声 增加，影响机组稳定运行。
03
大涡模拟方法及应用
大涡模拟基本原理和数学模型
大涡模拟基本原理
大涡模拟（LES）是一种计算流体动力学的方法，通过直接求解大尺度涡旋的运动方程，同时对小尺度涡旋进行 模型化处理，从而实现对湍流的数值模拟。
未来发展趋势将更加注重多物理场耦 合、高精度数值模拟和实验验证等方 面的研究。
随着计算机技术的不断发展和数值模 拟方法的改进，大涡模拟在灯泡贯流 式水轮机内部湍流研究中的应用逐渐 增多。
研究目的和内容
• 研究目的：利用大涡模拟方法对灯泡贯流式水轮机内部湍流 进行深入研究，揭示其流动特性和机理，为优化水轮机设计 和提高性能提供理论支持。
优化转轮叶片形状
通过改进叶片型线，降低水流在叶片表面的 分离和涡旋产生，从而减小湍流强度。
优化导叶开度
合理调整导叶开度，改善水流在转轮入口处的流动 状态，降低湍流对水轮机性能的影响。
采用高效抗空化材料
选用抗空化性能优异的材料制造叶片，降低 空化对水流湍流特性的影响，提高水轮机运 行稳定性。
崔桂香-2013—湍流大涡模拟及应用
研究湍流？
y
2h
<U>
x
z
x: 流向 y: 垂向 z: 展向 :常数
旋转通道湍流与换热
Ro
2 h Re
U
h
U
2009年9月9日( 24 )
利用和控制湍流
湍流换热？ 湍流数值模拟
力学进展—湍流大涡模拟及应用
一、走进湍流(4)
3、湍流的研究方法—— 统计理论
统计方法给出规则特性
经典的雷诺平均—长时间平均，时间平稳过程 ui Tl imT10Tuidt
标量湍流：湍流场中的温度、密度等标量脉动
被动标量，例如：羽流扩散
主动标量，例如：可压缩流动中的温度脉动和密度脉动； 重力场中有密度梯度的标量输运
以下内容适用范围： （1） Boussinesq 近似条件下的标量湍流，
即，连续方程为 速度场的散度等于零； （2）空间均匀条件下讨论标量湍流的性质。
( 13 )
力学进展—湍流大涡模拟及应用
湍流大涡模拟
及城市大气环境中的应用
® (1)
航院力学系2013年9月7日 崔桂香
力学进展—湍流大涡模拟及应用
提纲
一、走进湍流 （湍流 ？标量湍流？研究方法？） 二、湍流及其标量的大涡模拟 三、大涡模拟应用—城市大气环境 四、大涡模拟进展与展望 五、 思考与创新 六、参考文献
® (2)
力学进展—湍流大涡模拟及应用
一、走进湍流（1）— 认识湍流
(1) 流动 T-L
(2) 边界层T-L
什么是湍流？
流动现象
(3) 垂板 L-T
（4)网格 T
自然界和工程中普遍存在
2009年9月9日( 3 )
燃油喷雾过程的大涡模拟研究
燃油喷雾过程的大涡模拟研究燃油喷雾过程是燃烧系统中的关键环节，对于内燃机、锅炉等设备的性能和排放有着重要影响。
为了优化燃油喷雾过程，提高燃烧效率，减少污染物排放，研究者们不断探索新的理论和实验方法。
大涡模拟作为一种计算流体动力学方法，能够捕捉到流场中的详细信息，为燃油喷雾过程的研究提供了有效手段。
本文旨在通过大涡模拟方法，深入研究燃油喷雾过程的动态特性和涡旋结构，以揭示喷雾过程的内在机制，为优化燃油喷雾系统和改善燃烧质量提供理论支持。
为了获取真实的燃油喷雾数据，本文首先设计了一套能够模拟内燃机燃油喷雾过程的实验装置。
该装置包括燃油供给系统、喷嘴、气缸、火花塞等部件，可以模拟不同工况下的燃油喷雾过程。
实验过程中，采用高速摄像机记录燃油喷雾过程，获取喷雾图像。
同时，通过粒子图像速度场仪（PIV）测量喷雾场的流场数据。
将实验得到的图像和数据进行分析和处理，得到喷雾过程中的各种参数。
通过对高速摄像机拍摄的喷雾图像进行处理和分析，发现燃油喷雾过程中存在着多种形态，包括液滴、液丝和液雾。
这些形态的分布和变化受到喷嘴结构、燃油压力、气缸内气流等多种因素的影响。
利用大涡模拟方法对喷雾场进行模拟，发现燃油喷雾过程中存在着复杂的涡旋结构。
这些涡旋结构对于燃油的扩散和混合有着重要影响，可以促进喷雾的均匀分布和燃烧过程的优化。
通过对涡旋结构的研究，可以深入了解喷雾过程的内在机制。
本文通过实验和大涡模拟方法，深入研究了燃油喷雾过程的动态特性和涡旋结构。
研究发现，喷雾过程中存在着多种形态，包括液滴、液丝和液雾。
这些形态的分布和变化受到多种因素的影响。
燃油喷雾过程中存在着复杂的涡旋结构，这些涡旋结构可以促进喷雾的均匀分布和燃烧过程的优化。
通过对涡旋结构的研究，可以深入了解喷雾过程的内在机制。
展望未来，燃油喷雾过程的大涡模拟研究仍有许多值得探讨的方向。
可以进一步探索不同喷嘴结构和操作参数对燃油喷雾过程的影响，以获得更优化的喷嘴设计。
旋流自吸泵内部湍流场大涡模拟
旋流自吸泵内部湍流场大涡模拟王春林;司艳雷;赵佰通;张浩;郑海霞【期刊名称】《农业机械学报》【年(卷),期】2009(040)009【摘要】旋流自吸泵蜗壳结构不同于普通泵,具有特殊的流场结构.采用大涡模拟方法和滑移网格技术,通过对设计工况下旋流自吸泵三维非定常湍流场的数值计算,捕捉到泵叶轮和蜗壳内的压力分布、速度分布和尾迹区内旋涡的结构与演化特征等重要流动信息,结果表明叶轮内部静压具有一定的非对称性.分析了分离室内漩涡形成的原因.对含气率分布的分析表明,叶轮中气相主要集中于叶片的吸力面区域.对旋流自吸泵的性能进行预测,得到了预测性能曲线,并将预测结果与性能试验结果作了对比,证明了大涡模拟法能够较准确地预测旋流自吸泵内部流动特性和性能.【总页数】6页(P68-72,97)【作者】王春林;司艳雷;赵佰通;张浩;郑海霞【作者单位】江苏大学能源与动力工程学院,镇江,212013;江苏大学能源与动力工程学院,镇江,212013;江苏大学能源与动力工程学院,镇江,212013;江苏大学能源与动力工程学院,镇江,212013;江苏大学能源与动力工程学院,镇江,212013【正文语种】中文【中图分类】TH317【相关文献】1.基于大涡模拟方法的旋流过滤器内流场数值模拟 [J], 潘凤娟;郭雪岩;杨帆2.旋流自吸泵非定常流场压力脉动特性研究 [J], 王春林;司艳雷;刘红光;吴志旺;易同祥3.旋流自吸泵内部流场的数值模拟 [J], 王春林;司艳雷;郑海霞;彭娜;赵佰通;张浩4.旋流自吸泵内部流场数值模拟及PIV试验 [J], 刘轲轲;王春林;冯一鸣;胡蓓蓓5.立式导叶自吸泵内部湍流的大涡模拟 [J], 王春林;李长军;刘红光;丁剑;吕亚云因版权原因，仅展示原文概要，查看原文内容请购买。
冲击射流流动换热超大涡模拟研究
冲击射流流动换热超大涡模拟研究简介冲击射流流动换热是工程领域中一个重要的研究课题，涉及流体力学、热传导等多个学科领域。
本文将通过超大涡模拟方法，对冲击射流流动换热进行深入的研究和探讨。
超大涡模拟介绍超大涡模拟是一种数值模拟方法，用于模拟湍流中的大尺度涡结构。
它采用了细网格模拟和粗网格模拟相结合的方法，能够在较少的计算资源下模拟湍流的运动规律。
在冲击射流流动换热研究中，采用超大涡模拟方法可以更准确地模拟和预测流动特性，为优化传热效果提供指导。
冲击射流流动换热问题冲击射流流动换热是指在流体中产生冲击波的情况下进行传热过程。
这种流动换热方式广泛应用于喷雾冷却、火箭发动机喷气冷却等领域。
冲击射流通过冲击波与周围流体产生瞬间高温和高压区域，从而实现快速传热。
研究冲击射流流动换热问题可以为相关工程设计和优化提供理论和实验基础。
冲击射流流动换热机理冲击射流流动换热机理包括冲击波形成、冲击波与周围流体相互作用以及热传导等过程。
当射流冲击波形成后，会在射流和周围流体之间形成较大的温度梯度，导致热传导现象发生。
传热过程中的湍流效应也对换热效率起到重要的作用。
传统模拟方法的局限性传统的数值模拟方法在模拟冲击射流流动换热时存在一定的局限性。
由于冲击射流中存在大范围的湍流结构，传统模拟方法需要非常细小的网格才能准确模拟湍流动态，导致计算量巨大，计算成本高。
而采用超大涡模拟方法可以在粗网格条件下，保留大尺度湍流结构的信息，大大降低了计算成本。
超大涡模拟在冲击射流流动换热中的应用超大涡模拟在冲击射流流动换热中的应用主要体现在以下几个方面：湍流结构的模拟采用超大涡模拟方法可以准确模拟冲击射流中的湍流结构。
通过选择合适的数值算法和参数设置，能够捕捉到射流中的大尺度涡结构，提高模拟结果的准确性。
热传导过程的模拟超大涡模拟不仅可以模拟湍流结构，还可以模拟热传导过程。
通过在模拟中考虑流体的热传导特性，可以更真实地模拟冲击射流中的传热过程，为工程应用提供准确的传热效果预测。
走近湍流
２力学与实践２００２年第２４卷１湍流是有结构的不规则多尺度流动打开湍流的名著（如ＴｅｎｎｅｋｅｓａｎｄＬｕｍｌｅｙ［“，ＭｏｎｉｎａｎｄＹａｇｌｏｍ［“，Ｈｉｎｚｃｌ３』等），对于湍流的定义有各种描述，以至丁Ｈｉｎｚｅ说无法给湍流一个公认的定义．这种说法表明，人们对丁湍流的认识在深化中．撇开流体运动的一般特性，比如，流体运动是非线性耗散系统，真实流体运动是有旋流动等．湍流运动的最主要特征是不规则性，这是大家公认的．对于湍流不规则性的深入认识，是ｌＯＯ多年来湍流研究的上要成就之·．早期的科学家认为，像分子运动一样，湍流是完全不规则运动．类似丁分子运动产生黏性，湍流的耗散可以用涡黏系数来表述．２０世纪初，一些杰出的流体力学家，相继对涡黏系数提出各种流体力学的模型，如Ｔａｙｌｏｒ［４１（１９２１年）的涡模型，Ｐｒａｕｄｔｌ［５】（１９２５年）的混合长模型和ｖｏｎＫａｒｍａｎ州１９３０年）相似模型等．当科学家用流体力学观念（不是分子观念）来建市湍流耗散的涡黏模型时，就开始考虑连续介质不规则运动的特点，其中有别于气体分子不规则运动的最主要特点是运动的多尺度性．第一个提出流体湍流运动中多尺度输运特性的科学家ｍｃｈａｒｄｓｏｎ【７】（１９２２年）曾描述湍动能的多尺度传输过程如下：“大涡包含小涡，并喂予速度；小涡包含更小的涡，如此继续直到黏性耗散＇１２）．多尺度的思想导致产生描述多尺度的谱概念和谱分析方法，并最终产生了Ｋｏｌｍｏｇｏｒｏｖ（１９４１年）的局部各向同性的通用谱（即一５／３谱）∽湍流不仅是多尺度的而且是有结构的运动．２０世纪巾叶，大量的湍流实验（包括测量和显示）发现多尺度的湍流运动存在某种特殊的运动状态．ＴｏｗｎｓｅｎｄＩ“（１９５１年），Ｃｏｒｒｓｉｎ［”Ｊ（１９５５年）和Ｌｕｍｌｅｙ［“１（１９６５年）等从脉动序列的间歇性和空间相关相继推测湍流结构的可能形态．理论上也提出过各种湍涡的模型：球涡模型，柱涡模型等．早期的湍流结构主要是从运动学上考虑，把旋涡结构作为湍流统计的样奉．我日司的周培源教授是近代湍流模式的奠基人之一．他白先提｝｝｛先解方程后平均的统计方法，就是说湍涡必须满足Ｎａｖｉｅｒ—Ｓｔｏｋｅｓ方程（ＣｈｏｕａｎｄＣｈｏｕ，１９９５年）＿ｌ…．真实的、可以观察到的湍流结构通过流动显示，以及稍后湍流直接数值模拟所证实．典型的例子是混合层的Ｂｒｏｗｎ—Ｒｏｓｈｋｏ涡（１９７６年）【１３ｌ，图ｌ明显地展示了混合层中存在规则的大涡和分布在大涡周围的细小湍涡．圈１混合层的Ｂｒｏｗｎ—Ｒｏｓｈｋｏ涡（１９７６年）【１２ｌ在边界层、槽道和圆管湍流中也存在各式各样的大涡结构．例如，用激光诱导荧光的显示疗法，我们可以在圆管湍流中观察到周向（图２（ａ））和流向大涡（图２（ｂ））值得提出的是，不仅在剪切湍流中有大涡结构，简单的均匀各向同性湍流中也存在涡结构．图３展示的是各向同性湍流的直接数值模拟中强涡量等值面，它们是管状结构．仔细分析还可以２）原文是：Ｂｉｇｗｈｉｒｌｓｈａｖｅｌｉｔｔｌｅｗｈｉｒｌｓ，ｗｈｉｃｈｆｅｅｄｔｈｅｉｒｖｅｌｏｃｉｔｙ，Ｌｉｔｔｌｅｗｈｉｒｌｓｈａｖｅｓｍａｌｌｗｈｉｒｌｓ，ａｎｄｔｏｖｉｓｃｏｓｉｔｙ第１期张兆顺等：走近湍流ａ）通过圆管轴线的纵截面（ｂ）垂赢轴线的横截面图２圆管湍流的显示（崔桂香，张兆顺，２０００）１１刮确定管状涡的平均长度约等于各向同性湍流的积分尺度，它们的平均直径约等于湍流ＴａｙＬｏｒ微尺度，更进一步分析可以算出管状涡内部的平均速度场，它们接近于Ｂｕｒｇｅｒｓ涡，即有轴向拉伸的柱状涡，在管状涡之间错综复杂地分布着各种尺度的树叉结构．所有以上发现充分说明：无论是简单还是复杂湍流，都存在一定的涡结构．大尺度结构图３菩向同性湍流中的涡站构㈦的发生是不规则的，就是说，在长时间和大范围来观察，大尺度运动结构发生的地点和时划是不确定的．因此在大样本统计中我们不可能发现这种结构，这就是为什么经典的长时间统计未能察觉它们的原因．另一方面，大尺度运动结构一旦生成，它以一定的动力学规律演化，凶此湍流太尺度结构又称拟序结构，或相干结构．举例来说，存湍流边界层、槽道或圆管湍流的近壁区（５＜Ｙ＋＜１００），间歇地发生猝发过程，它们是如下的拟序运动：有一股高速流动冲向壁面（称为下扫过程），它导致近壁区（Ｙ＋一１０）产生流向涡（长度和直径比很大的涡管）；流向涡生成的初期，它缓缓升起，形成和壁面有一定倾角的管状涡（称为上抛过程）；当升至Ｙ＋一３０—５０时，流向涡发生剧烈抖动直至破碎，在流向涡破碎的很短时间内，瞬时的脉动动量通量（一“’”’）很大，可以达到、Ｆ均脉动动量通量，即雷诺应力一（“７”’）的１００倍以上．以上从流向涡的出现到破碎的全过程称为猝发，只要在近壁区触发流向涡，它就以“下扫一卜－抛一抖动一破碎”的序列演化，这就是大尺度运动的拟序性或相干性．湍流中大涡拟序结构对于湍流生成和发展有主宰作用，因此抑制或消除夫涡结构町能抑制整体的湍流强度，甚至使流动层流化．这是近代湍流减阻和降噪的主要思想（Ｂｕｓｈｎｅｌｌ等，１９８９）－ｌ…湍流是多尺度有结构的不规则流体运动．它指出湍流运动的主要特，疰，同时也指出了研究湍流的困难所在．单纯的不规则运动，例如气体分子运动，是不规则粒子群的运动，比较容易用统计力学的方法来分析，囚为宏观上它只有一个特征尺度一分子平均自由程．湍流的第‘个困难是它的多尺度（理论上是无穷多尺度）如果无穷多尺度之间存在简单的关系，例如相似关系，这种多尺度系统也不难处理，但是湍流的多尺度不规则运动是有结构的，也就是说，不同尺度的运动之间的动力学关系足复杂的．本文中，我们将循着“湍流是多尺度有结构的不规则流体运动”这条主线来探讨如何进一步认识湍流．２湍流的直接数值模拟和实验是认识湍流的有２Ｔ具湍流的不规则有结构多尺度运动属于宏观流体运动，即使是最小的湍流耗散尺度也远远大１：分子运动的平均自由程，因此湍流运动，不论它是多么不规则，仍然服从流体运动方程，对于不６力学与实践２００２午第２４卷ｏ（ａ）显示图像的二维脉动速度场（ｈ）图（ａ）右上角的放大圈７粒子图像显示和定量测量ａ）ＬＩＦ显示的图像（ｂ）显示图像的脉动速度场图８ＬＩＦ显不图像和相应的脉动建度场示图像的分析，我们发现，下游的染色带有较大曲率的卷起结构是个强涡，例如图８（ａ）中Ａ；面下游染色带比较平直的卷起结构，只有很微弱的涡量．以上实例说明，流动显示能够给｝｝｛流场的直观图像．然而，没有定量的测量为依据，单凭直觉会引起误导．２０世纪９０年代发展起来的粒子图像测速技术可以和流动显示配合，获得既直观又可靠的湍流场信息．湍流实验面临的困难也是由湍流的多尺度和有结构性质造成的．为了获得湍流脉动场的演化，我们需要脉动场的时间序列，既要达到窄间的分辨率，又要有足够高的采样频率，这在目前还做不到．除了光电器件昂贵以外，高速、高分辨的摄像系统还满足不了湍流研究的要求．总之，湍流直接数值模拟和湍流脉动场的测量足认识湍流多尺度有结构性质的非常有效的工具．由于技术的原因，同前它们只能研究低雷诺数湍流，随着高新技术的发展，愈来愈复杂和精细的湍流现象将被揭示．就直接数值模拟和实验两种方法比较，直接数值模拟在获得信息量度精度、后处理，以及费用来说，它优于物理实验；但是，目前直接数值模拟只能计算简单儿何边界的流动．我们的经验是，对于较低雷诺数的简单湍流，直接数值模拟可以取代物理实验；中等雷诺数以上的复杂边界湍流，物理实验是研究湍流的主要手段．３什么是“最好的”湍流模式湍流模式是封闭湍流统计方程的方法，是目前顶测工程和自然界湍流的唯实用方法．只要预测湍流，就离不开湍流模式．从晟早的Ｂｏｕｓｓｉｎｅｓｑ涡黏模式开始到近代的亚格子应力模式，著走近湍流作者：张兆顺， 崔桂香， 许春晓作者单位：清华大学工程力学系湍流实验室,北京,100084刊名：力学与实践英文刊名：MECHANICS IN ENGINEERING年，卷(期)：2002,24(1)被引用次数：16次1.Townsend AA On the fine-scale structure of turbulence 19512.Kolmogorov AN The local structure of turbulence in incompressible viscous fluid for very large Reynolds number 1941(30)3.崔桂香;张兆顺圆管湍流的近壁涡结构 20004.Brown FNM;Roshko A On density effects and large structure in turbulent mixing layer[外文期刊] 19745.Richardson LF Weather Prediction by Numerical Process 19226.von Kármán T Mechanische Anlichkeit und Turbulenz 19307.Prandtl L Bericht uber Untersuchungen zur ausgebildeten Turbulenz 1925(05)8.Taylor GI Diffussion by continuous movements 19219.Hinze O查看详情 197610.Monin AS;Yaglom AM Statistical Fluid Mechanics: Mechanics of Turbulence (English translation).Vo1. 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反应性射流中湍流
第９卷㊀第１期２０２４年１月气体物理ＰＨＹＳＩＣＳＯＦＧＡＳＥＳＶｏｌ.９㊀Ｎｏ.１Ｊａｎ.２０２４㊀㊀ＤＯＩ:１０.１９５２７/ｊ.ｃｎｋｉ.２０９６￣１６４２.１０７５反应性射流中湍流/非湍流界面附近标量输运特性曹晴晴１ꎬ㊀李㊀岩２ꎬ㊀张欣羡３ꎬ㊀周㊀毅１(１.南京理工大学能源与动力工程学院ꎬ江苏南京２１００９４ꎻ２.中国航天空气动力技术研究院ꎬ北京１０００７４ꎻ３.北京航空航天大学流体力学教育部重点实验室ꎬ北京１００１９１)ＳｃａｌａｒＴｒａｎｓｐｏｒｔＣｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓＮｅａｒｔｈｅＴｕｒｂｕｌｅｎｔ/Ｎｏｎ￣ＴｕｒｂｕｌｅｎｔＩｎｔｅｒｆａｃｅｉｎａＲｅａｃｔｉｖｅＪｅｔＦｌｏｗＣＡＯＱｉｎｇｑｉｎｇ１ꎬ㊀ＬＩＹａｎ２ꎬ㊀ＺＨＡＮＧＸｉｎｘｉａｎ３ꎬ㊀ＺＨＯＵＹｉ１(１.ＳｃｈｏｏｌｏｆＥｎｅｒｇｙａｎｄＰｏｗｅｒＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇꎬＮａｎｊｉｎｇＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙｏｆＳｃｉｅｎｃｅａｎｄＴｅｃｈｎｏｌｏｇｙꎬＮａｎｊｉｎｇ２１００９４ꎬＣｈｉｎａꎻ２.ＣｈｉｎａＡｃａｄｅｍｙｏｆＡｅｒｏｓｐａｃｅＡｅｒｏｄｙｎａｍｉｃｓꎬＢｅｉｊｉｎｇ１０００７４ꎬＣｈｉｎａꎻ３.ＦｌｕｉｄＭｅｃｈａｎｉｃｓＫｅｙＬａｂｏｒａｔｏｒｙｏｆＥｄｕｃａｔｉｏｎＭｉｎｉｓｔｒｙꎬＢｅｉｈａｎｇＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙꎬＢｅｉｊｉｎｇ１００１９１ꎬＣｈｉｎａ)摘㊀要:湍流/非湍流界面(ｔｕｒｂｕｌｅｎｔ/ｎｏｎ￣ｔｕｒｂｕｌｅｎｔｉｎｔｅｒｆａｃｅꎬＴ/ＮＴＩ)层分隔开湍流区和非湍流区ꎬ研究Ｔ/ＮＴＩ有利于加深对湍流区和非湍流区之间传质的理解ꎮ通过开展射流和环境流间发生二级非平衡基元反应(Ａ＋ＢңＲ)流场的数值模拟ꎬ研究了该流场中各组分在Ｔ/ＮＴＩ附近的化学反应和标量输运特性ꎮ研究结果表明:反应性射流流场中对流项在湍流区域的标量输运中占主导地位ꎮ射流的上游处化学反应较为剧烈且随着流向逐渐减弱ꎬ在Ｔ/ＮＴＩ层内及其附近均存在显著的化学反应ꎬ而下游Ｔ/ＮＴＩ层附近的化学反应主要发生在远离Ｔ/ＮＴＩ层的湍流核心区ꎮ在Ｔ/ＮＴＩ层附近ꎬ反应物Ａ和生成物Ｒ的输运机制呈现类似但相反的趋势ꎮ在无旋边界附近ꎬ反应物Ａ和生成物Ｒ的输运主要由扩散和对流作用共同影响ꎬ但其浓度几乎不随时间发生变化ꎮ在Ｔ/ＮＴＩ层内ꎬ反应物Ｂ的输运主要由对流作用影响ꎬＴ/ＮＴＩ附近的流动阻碍化学反应后所余较少的反应物Ｂ向无旋边界输运ꎮ关键词:射流ꎻ化学反应ꎻ湍流/非湍流界面层ꎻ标量输运ꎻ条件平均统计㊀㊀㊀收稿日期:２０２３￣０７￣２４ꎻ修回日期:２０２３￣１０￣０８基金项目:国家自然科学基金(９１９５２１０５)ꎻ中央高校基本科研业务费专项基金(３０９２１０１１２１２)ꎻ江苏省六大人才峰会项目(２０１９￣ＳＺＣＹ￣００５)第一作者简介:曹晴晴(１９９６ )㊀女ꎬ硕士ꎬ主要研究方向为计算流体力学ꎮＥ￣ｍａｉｌ:１２０７４９６９５４＠ｑｑ.ｃｏｍ通信作者简介:张欣羡(１９９２ )㊀女ꎬ博士ꎬ主要研究方向为流体力学ꎮＥ￣ｍａｉｌ:ｚｈａｎｇｘｉｎｘｉａｎ＠ｂｕａａ.ｅｄｕ.ｃｎ周毅(１９８６ )㊀男ꎬ博士ꎬ主要研究方向为湍流理论ꎮＥ￣ｍａｉｌ:ｙｉｚｈｏｕ＠ｎｊｕｓｔ.ｅｄｕ.ｃｎ中图分类号:Ｏ３６２㊀㊀文献标志码:ＡＡｂｓｔｒａｃｔ:Ｔｕｒｂｕｌｅｎｔ/ｎｏｎ￣ｔｕｒｂｕｌｅｎｔｉｎｔｅｒｆａｃｅ(Ｔ/ＮＴＩ)ｌａｙｅｒｓｅｐａｒａｔｅｓｔｈｅｔｕｒｂｕｌｅｎｔａｎｄｎｏｎ￣ｔｕｒｂｕｌｅｎｔｒｅｇｉｏｎｓ.ＴｈｅｓｔｕｄｙｏｆＴ/ＮＴＩｉｓｈｅｌｐｆｕｌｔｏｄｅｅｐｅｎｔｈｅｕｎｄｅｒｓｔａｎｄｉｎｇｏｆｍａｓｓｔｒａｎｓｆｅｒｂｅｔｗｅｅｎｔｕｒｂｕｌｅｎｔａｎｄｎｏｎ￣ｔｕｒｂｕｌｅｎｔｒｅｇｉｏｎｓ.ＩｎｔｈｉｓｐａｐｅｒꎬｔｈｅｃｈｅｍｉｃａｌｒｅａｃｔｉｏｎａｎｄｓｃａｌａｒｔｒａｎｓｐｏｒｔｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓｏｆｅａｃｈｃｏｍｐｏｎｅｎｔｉｎｔｈｅｆｌｏｗｆｉｅｌｄｎｅａｒＴ/ＮＴＩｗｅｒｅｓｔｕｄｉｅｄｂｙｎｕｍｅｒｉｃａｌｓｉｍｕｌａｔｉｏｎｏｆｔｈｅｔｗｏ￣ｓｔａｇｅｎｏｎ￣ｅｑｕｉｌｉｂｒｉｕｍｅｌｅｍｅｎｔａｒｙｒｅａｃｔｉｏｎ(Ａ＋ＢңＲ)ｆｌｏｗｆｉｅｌｄｂｅｔｗｅｅｎｔｈｅｊｅｔａｎｄｔｈｅｅｎ￣ｖｉｒｏｎｍｅｎｔａｌｆｌｏｗ.Ｔｈｅｒｅｓｕｌｔｓｓｈｏｗｔｈａｔｔｈｅｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎｔｅｒｍｉｎｔｈｅｒｅａｃｔｉｖｅｊｅｔｆｌｏｗｆｉｅｌｄｄｏｍｉｎａｔｅｓｔｈｅｉｎｆｌｕｅｎｃｅｏｆｓｃａｌａｒｔｒａｎｓｐｏｒｔｉｎｔｈｅｔｕｒｂｕｌｅｎｔｒｅｇｉｏｎ.Ａｔｔｈｅｕｐｓｔｒｅａｍｒｅｇｉｏｎｏｆｔｈｅｊｅｔꎬｔｈｅｃｈｅｍｉｃａｌｒｅａｃｔｉｏｎｉｓｍｏｒｅｉｎｔｅｎｓｅａｎｄｇｒａｄｕａｌｌｙｗｅａｋｅｎｓａｌｏｎｇｔｈｅｆｌｏｗｄｉｒｅｃｔｉｏｎ.ＴｈｅｒｅａｒｅｓｉｇｎｉｆｉｃａｎｔｃｈｅｍｉｃａｌｒｅａｃｔｉｏｎｓｗｉｔｈｉｎａｎｄｎｅａｒｔｈｅＴ/ＮＴＩｌａｙｅｒ.Ｔｈｅｃｈｅｍｉｃａｌｒｅ￣ａｃｔｉｏｎｓｎｅａｒｔｈｅｄｏｗｎｓｔｒｅａｍＴ/ＮＴＩｌａｙｅｒｍａｉｎｌｙｏｃｃｕｒｉｎｔｈｅｔｕｒｂｕｌｅｎｔｃｏｒｅｒｅｇｉｏｎｆａｒａｗａｙｆｒｏｍｔｈｅＴ/ＮＴＩｌａｙｅｒ.ＮｅａｒｔｈｅＴ/ＮＴＩｌａｙｅｒꎬｔｈｅｔｒａｎｓｐｏｒｔｍｅｃｈａｎｉｓｍｏｆｒｅａｃｔａｎｔＡａｎｄｒｅｓｕｌｔａｎｔＲｓｈｏｗｓａｓｉｍｉｌａｒｂｕｔｏｐｐｏｓｉｔｅｔｒｅｎｄ.ＮｅａｒｔｈｅｉｒｒｏｔａｔｉｏｎａｌｂｏｕｎｄａｒｙｏｆｔｈｅＴ/ＮＴＩｌａｙｅｒꎬｔｈｅｔｒａｎｓｐｏｒｔｏｆｒｅａｃｔａｎｔＡａｎｄｒｅｓｕｌｔａｎｔＲｉｓｍａｉｎｌｙａｆｆｅｃｔｅｄｂｙｄｉｆｆｕｓｉｏｎａｎｄｃｏｎｖｅｃｔｉｏｎꎬｂｕｔ气体物理２０２４年㊀第９卷ｔｈｅｉｒｃｏｎｃｅｎｔｒａｔｉｏｎｓｈａｒｄｌｙｃｈａｎｇｅｗｉｔｈｔｉｍｅ.ＴｈｅｔｒａｎｓｐｏｒｔｏｆｒｅａｃｔａｎｔＢｉｎｔｈｅＴ/ＮＴＩｌａｙｅｒｉｓｍａｉｎｌｙａｆｆｅｃｔｅｄｂｙｃｏｎｖｅｃ￣ｔｉｏｎ.ＴｈｅｒｅｍａｉｎｉｎｇｒｅａｃｔａｎｔＢａｆｔｅｒｔｈｅｃｈｅｍｉｃａｌｒｅａｃｔｉｏｎｉｓｂｌｏｃｋｅｄｂｙｔｈｅｆｌｏｗｎｅａｒＴ/ＮＴＩｔｏｔｒａｎｓｐｏｒｔｔｏｔｈｅｉｒｒｏｔａｔｉｏｎａｌｂｏｕｎｄａｒｙ.Ｋｅｙｗｏｒｄｓ:ｊｅｔꎻｃｈｅｍｉｃａｌｒｅａｃｔｉｏｎꎻｔｕｒｂｕｌｅｎｔ/ｎｏｎ￣ｔｕｒｂｕｌｅｎｔｉｎｔｅｒｆａｃｅｌａｙｅｒꎻｓｃａｌａｒｔｒａｎｓｐｏｒｔꎻｃｏｎｄｉｔｉｏｎａｌａｖｅｒａｇｅｓｔａｔｉｓｔｉｃｓ引㊀言射流具有较强的输运和混合能力ꎬ因此在工业领域应用非常广泛ꎬ例如空气送风系统ꎬ燃油喷射系统和液体喷洒㊁喷涂和切割等ꎮ射流的一个典型特征是流场中存在着清晰的㊁薄层包裹着的湍流区域ꎬ使其与无旋区域(非/低湍流区)分开ꎬ该薄层控制着无旋区域和湍流区域之间能量㊁动量和标量的运输和交换[１]ꎬ称为湍流/非湍流界面层ꎮ国内外学者针对Ｔ/ＮＴＩ层的几何特性[２￣４]和动力学特征[５￣７]开展了广泛的研究ꎮ李思成等[２]通过在流场中安装垂直于流向的扰流板研究脱落涡对Ｔ/ＮＴＩ层沿流向的影响ꎬ发现在扰流板影响下Ｔ/ＮＴＩ的分形维度减小ꎬ表明脱落涡使Ｔ/ＮＴＩ层多尺度特性㊁三维性呈减弱的趋势ꎮ张爽等[４]通过实验发现二维㊁三维密度界面存在分形结构ꎬ并且随着湍流强度的减弱ꎬ物质之间的混合过程在减缓ꎬ密度界面也变得更加光滑ꎮＨａｙａｓｈｉ等[８]研究时间演化下平面射流的剪切运动和Ｔ/ＮＴＩ层之间的关系ꎬ发现湍流核心区和Ｔ/ＮＴＩ层中剪切层的速度跃变大约是Ｋｏｌｍｏｇｏｒｏｖ速度尺度的７倍ꎬ且界面附近的剪切层大部分平行于Ｔ/ＮＴＩ层ꎮＮａｇａｔａ等[９]通过计算界面局部坐标系下的统计量研究Ｔ/ＮＴＩ层附近的流动特性ꎬ发现Ｔ/ＮＴＩ层附近的内能变化率与射流的初始动能成正比ꎬ无旋边界的内能变化由扩散/膨胀效应造成ꎬ压缩性通过影响Ｔ/ＮＴＩ层的总表面积影响总卷吸速率ꎮＷａｔａｎａｂｅ等[１０]基于Ｂｕｒｇｅｒｓ涡旋模型探究Ｔ/ＮＴＩ层附近孤立涡旋的作用ꎬ发现在涡量场上的应变率使非湍流流体朝向无旋边界移动ꎬ与涡量场相关的速度将之卷吸进入湍流核心区ꎮ射流往往也伴随着不同组分的化学反应[１１ꎬ１２]和标量输运[１３ꎬ１４]ꎬ学者们对射流中的化学反应和标量输运开展了丰富的研究ꎬ包括组分浓度比[１５]㊁化学反应速率[１６]等因素对标量输运的影响等ꎮ王芳等[１７]利用小型流化床射流装置研究预氧化反应后的生成物分布㊁半焦化物质的结构与活性ꎬ得出温度㊁反应物浓度比例和当量空气系数对半焦化的影响ꎮ李岩等[１８]通过研究不同射流口间距下双射流间的流动－化学反应耦合过程ꎬ发现在双平行反应性射流标量场中化学反应标量输运方程各项所控制的对流㊁扩散作用和化学反应对标量产生㊁消耗和输运的影响以及射流相互作用尺度在该流场中的适用性ꎮＷａｔａｎａｂｅ等[１９]针对反应性流动提出了一种基于近似反卷积模型的大涡模拟方法ꎬ并将之与粒子追踪技术相结合ꎬ模拟具有二级基元反应的平面射流ꎬ验证了该混合模型预测反应标量统计特性的可行性和准确性ꎮ他人对反应性平面射流㊁流场中的Ｔ/ＮＴＩ层㊁标量输运分别进行了大量的研究ꎬ但反应性射流流场中Ｔ/ＮＴＩ层附近的传质机理尚不明晰ꎬ缺少针对Ｔ/ＮＴＩ层附近因化学反应和标量输运导致的各组分产生㊁消耗㊁输运和混合过程的研究ꎮ平面单射流作为一种典型的自由剪切流ꎬ研究反应性平面单射流中Ｔ/ＮＴＩ附近的卷吸特性㊁化学反应特性㊁标量的输运和混合特性ꎬ对于丰富射流的研究内涵ꎬ拓展相关工业的应用领域具有重要的意义ꎮ因此本文对射流与环境流之间发生的二级非平衡基元反应进行数值模拟ꎬ研究Ｔ/ＮＴＩ层附近射流与环境流之间发生的化学反应以及标量的产生㊁消耗和输运特性ꎮ１㊀数值方法１.１㊀流场和标量场计算本文基于开源软件ＯｐｅｎＦＯＡＭ平台中用于解决瞬态不可压缩流场非稳态问题的ｐｉｍｐｌｅＦｏａｍ求解器ꎮ求解器不使用任何湍流模型(设置为ｌａｍｉｎａｒ)ꎬ利用准直接数值模拟[２０]方法通过对不可压缩的Ｎａｖｉｅｒ￣Ｓｔｏｋｅｓ方程组(包含连续性方程和动量方程)求解得到速度场ꎬ方程表达如下∂ｕｊ∂ｘｊ＝０∂ｕｉ∂ｔ＋∂ｕｉｕｊ∂ｘｊ＝－∂ｐρ∂ｘｉ＋ν∂２ｕｉ∂ｘｊ∂ｘｊ式中ꎬｕꎬｐꎬνꎬρ分别代表流体的瞬时速度㊁瞬时压力㊁运动黏度和密度ꎬｔ为时间ꎮ化学反应被动标量输运方程是在对流场本身不产生影响的前提下研究标量输运㊁消耗和产生的２第１期曹晴晴ꎬ等:反应性射流中湍流/非湍流界面附近标量输运特性关键方法ꎮ假设二级非平衡基元反应(Ａ＋ＢңＲ)发生在等温条件下ꎬ考虑到化学反应对组分浓度分布和变化速率的影响ꎬ将化学反应作为被动标量输运方程的控制因素ꎮ对于组分α(反应物Ａ㊁Ｂ和生成物Ｒ)的标量输运控制方程表达如下∂Γα∂ｔ＋∂ｕｊΓα∂ｘｊ＝Ｄα∂２Γα∂ｘｊ∂ｘｊ＋Ｓα(１)其中ꎬΓα表示组分α的浓度ꎻＤα表示分子扩散系数ꎬ假设各组分的分子扩散系数相等ꎮ式(１)简写为Ａｔα＋ＡＴα＝ＤＴα＋ＳＴαꎬ其中Ａｔα＝∂Γα/∂ｔ为非稳态项ꎬ表示流动－化学反应过程中组分α的浓度随时间的变化情况ꎻＡＴα＝∂ｕｊΓα/∂ｘｊ为对流项ꎬ表示射流中对流作用对各组分标量输运的影响ꎻＤＴα＝Ｄα∂２Γα/(∂ｘｊ∂ｘｊ)为扩散项ꎬ表示射流中扩散作用对各组分标量输运的影响ꎻＳＴα为化学反应源项ꎬＳＴＡ＝ｋΓＡΓＢꎬＳＴＢ＝ｋΓＡΓＢ和ＳＴＲ＝－２ｋΓＡΓＢ分别表示化学反应对反应物Ａ㊁Ｂ和生成物Ｒ浓度的影响ꎬｋ表示该反应的反应速率常数ꎮ１.２㊀计算模型和参数本文研究射流与环境流之间发生的二级非平衡基元反应(Ａ＋ＢңＲ)ꎬ反应性流场示意图如图１所示ꎬ其中环境流中预混着反应物Ａꎬ射流中预混着反应物Ｂꎮ当反应物Ｂ沿着宽度为ｄ的狭缝喷射到流场中时ꎬ与环境流中的反应物Ａ接触并发生化学反应ꎬ反应物Ａ和Ｂ以及生成物Ｒ随着射流向周围环境以及流场的下游输运ꎮ图１㊀反应性平面射流Ｆｉｇ.１㊀Ｒｅａｃｔｉｖｅｐｌａｎａｒｊｅｔ表１是反应性射流数值模拟的几何细节及数值参数ꎬ其中基于射流口初始平均流向速度ＵＪ和射流口宽度ｄ获得入口Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数Ｒｅ＝ＵＪｄ/νꎮ流场模拟采用Ｔｏｐｈａｔ初始场ꎬ与Ｓｔａｎｌｅｙ等[２１]和Ｚｈｏｕ等[２２]的初始平均环境流速度ＵＡ＝０.１ＵＪ相同ꎮ同时ꎬ在保证流场数据准确性的前提下为促使层流更快地向湍流转捩ꎬ采用白噪声脉动法[２３]在射流口处对ｘꎬｙ和ｚ方向的速度添加０.０５ＵＪ的扰动ꎮ环境流中掺混的反应物Ａ和射流中掺混的反应物Ｂ具有相同的初始浓度ΓＡ０＝ΓＢ０ꎬ生成物的初始浓度为０ꎮＤａｍｋöｈｌｅｒ数Ｄａ＝ｋ(ΓＡ０＋ΓＢ０)ｄ/ＵＪ是流动时间尺度与化学反应时间尺度的比值ꎬ用于控制化学反应速率ꎮＳｃｈｍｉｄｔ数Ｓｃ＝ｖ/Ｄα是描述流体中质量和动量扩散的无量纲数ꎬＳｃ为０.７１[１８]ꎮ流场在流向的入口和出口采用流入流出边界条件ꎬ在法向边界采用自由滑移边界条件ꎬ展向边界则采用周期性边界条件ꎬ并在流向和展向采用均匀网格ꎬ法向在(－８ｄꎬ８ｄ)范围内采用均匀网格ꎬ在其余部分采用指数加密形式ꎮ众所周知ꎬＴ/ＮＴＩ层的厚度与Ｋｏｌｍｏｇｏｒｏｖ微尺度η＝(ｖ３/ε)１/４在同一量级[１]ꎬ其中ε＝２ｖ‹(∂ｕᶄｉ/∂ｘｊ)２›为耗散率ꎬ ‹› 表示对时间和展向取平均ꎮ本文中流场中心线上沿流向的空间分辨率最差值是ｘ/ｄ＝１０处的３.３５ηꎬ足以有效捕捉Ｔ/ＮＴＩ层附近的小尺度运动ꎮ表１㊀反应性射流数值模拟的几何细节及数值参数Ｔａｂｌｅ１㊀ＧｅｏｍｅｔｒｙｄｅｔａｉｌｓａｎｄｎｕｍｅｒｉｃａｌｐａｒａｍｅｔｅｒｓｏｆｔｈｅｄｉｒｅｃｔｎｕｍｅｒｉｃａｌｓｉｍｕｌａｔｉｏｎｏｆｒｅａｃｔｉｖｅｐｌａｎａｒｊｅｔＲｅＵＡ/ＵＪΓＡ０/ΓＢ０ＤａＳｃＬｘ/ｄＬｙ/ｄＬｚ/ｄＮｘＮｙＮｚ２００００.１１５０.７１３０２３８７０１６５９１２０１.３㊀数值方法验证本文将反应性射流速度场和标量场的数值模拟结果与他人的实验[２４￣２６]和数值模拟[１６ꎬ２１]结果进行对比ꎬ以验证当前数值方法的准确性ꎮ图２是反应性射流无量纲后的平均流向速度和速度脉动均方根的法向分布ꎬ‹ｕ›Ｃ为射流中心线上的平均流向速度ꎬＵＡ为初始平均环境流速度ꎬｂＵ为基于平均流向速度的射流半宽ꎬ是(‹ｕ›－ＵＡ)/(‹ｕ›Ｃ－ＵＡ)＝０.５时对应的法向坐标ꎮ从图２(ａ)中可以看出在ｘ/ｄ＝１０ꎬ１５和２０处射流的速度场具有自相似性ꎬ对应中心线上的Ｒｅｙｎｏｌｄｓ数分别为１６１２ꎬ１３５２和１２０３ꎬ平均流向速度的法向分布曲线与Ｇｕｔｍａｒｋ等[２４]㊁Ｒａｍａｐｒｉａｎ等[２５]的实验探究结果和Ｗａｔａｎａｂｅ等[１６]的数值模拟结果非常吻合ꎮ从图２(ｂ)中可以看到无量纲后的速度脉动均方根的法向分布与Ｇｕｔｍａｒｋ等[２４]㊁Ｒａｍａｐｒｉａｎ等[２５]和Ｓｔａｎｌｅｙ等[２１]的模拟结果总体上一致ꎬ初始场的不同在一定程度上影响速度脉动均方根的法向分布ꎬ导致了不完全吻合的现象ꎮ图２表明平均流向速度和速度脉动均方根的法向分布与他人结果均吻合良好ꎬ验证了速度场模拟的准确性ꎮ３气体物理２０２４年㊀第９卷(ａ)Ｎｏｎｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｉｚｅｄｍｅａｎｓｔｒｅａｍｗｉｓｅｖｅｌｏｃｉｔｙ(ｂ)ＮｏｎｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｉｚｅｄＲＭＳｖａｌｕｅｓｏｆｓｔｒｅａｍｗｉｓｅｖｅｌｏｃｉｔｙｆｌｕｃｔｕａｔｉｏｎｓ图２㊀反应性射流无量纲后平均流向速度和流向速度脉动均方根的法向分布Ｆｉｇ.２㊀ＮｏｎｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｉｚｅｄｍｅａｎｓｔｒｅａｍｗｉｓｅｖｅｌｏｃｉｔｙａｎｄＲＭＳｖａｌｕｅｓｏｆｓｔｒｅａｍｗｉｓｅｖｅｌｏｃｉｔｙｆｌｕｃｔｕａｔｉｏｎｓｉｎｔｈｅｎｏｒｍａｌｄｉｒｅｃｔｉｏｎｆｏｒａｒｅａｃｔｉｖｅｊｅｔｆｌｏｗ本文通过验证混合浓度分数沿法向的分布ꎬ以验证化学反应标量场模拟的准确性ꎮ在浓度相关计算中ꎬ引入ξ可以提高化学反应与组分混合的计算效率[１８]ꎬ混合浓度分数ξ为ξ＝ΓＢ－ΓＡ＋ΓＢ０ΓＡ０＋ΓＢ０其中ꎬξ可看作预混到射流中的非反应性标量[１６]ꎬ在射流口处为１ꎬ在环境流中为０ꎮ根据质量守恒ꎬΓＡ/ΓＡ０＋ΓＢ/ΓＢ０＋ΓＲ/ΓＲ０＝１ꎬ反应物Ａ和Ｂ的瞬时浓度可以通过生成物的瞬时浓度和混合浓度分数获得:ΓＡ＝ΓＡ０(１－ξ)－ΓＲ和ΓＢ＝ΓＢ０ξ－ΓＲꎮ图３是反应性射流无量纲平均混合浓度分数的法向分布ꎬ其中‹ξ›Ｃ表示射流中心线上的平均混合浓度分数ꎬｂξ为基于平均混合浓度分数的射流半宽ꎬ即‹ξ›/‹ξ›Ｃ＝０.５时对应的法向坐标ꎮ图中可以看出在ｘ/ｄ＝１０ꎬ１５和２０处射流的平均混合浓度分数曲线也具有自相似性ꎬ且这些结果与Ｗａ￣ｔａｎａｂｅ等[１６ꎬ２６]的实验结果和数值模拟结果吻合ꎬ由此可以验证标量场模拟的可靠性和准确性ꎮ图３㊀反应性射流无量纲平均混合浓度分数的法向分布Ｆｉｇ.３㊀Ｎｏｎｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｉｚｅｄｍｅａｎｍｉｘｔｕｒｅｆｒａｃｔｉｏｎｉｎｔｈｅｎｏｒｍａｌｄｉｒｅｃｔｉｏｎｆｏｒａｒｅａｃｔｉｖｅｊｅｔｆｌｏｗ根据Ｗａｔａｎａｂｅ等[２７]在平均流向速度和平均混合浓度分数的测量结果中观察到平面射流自相似区域的典型特征ꎬｂξ大于ｂＵꎬ得出流场中基于平均混合浓度分数的扩散速率应大于预期的平均流向速度ꎮ图４是反应性射流分别基于‹ｕ›－ＵＡ和‹ξ›的半宽ｂＵ和ｂξ的流向分布ꎬ图中证实了上述观点ꎬ且随ｘ/ｄ的增大ꎬ各半宽成比例增大ꎮ其中ｂＵ和ｂξ与Ｗａｔａｎａｂｅ等[２６]的数值模拟结果基本吻合ꎮ在Ｗａｔａｎａｂｅ等[２６]的数值模拟中ꎬ射流与环境流的初始平均速度与本文不同ꎬ在流场的入口处添加的扰动也是依据实验拟合的脉动速度ꎬ因此导致了两者不完全吻合的现象ꎮ图４㊀反应性射流基于‹ｕ›－ＵＡ和‹ξ›的射流半宽的流向分布Ｆｉｇ.４㊀Ｓｔｒｅａｍｗｉｓｅｄｉｓｔｒｉｂｕｔｉｏｎｏｆａｒｅａｃｔｉｖｅｊｅｔｈａｌｆｗｉｄｔｈｂａｓｅｄｏｎ‹ｕ›－ＵＡａｎｄ‹ξ›２㊀结果分析与讨论２.１㊀Ｔ/ＮＴＩ层的识别Ｔ/ＮＴＩ层是一个具有有限厚度的薄层ꎬ学者们４第１期曹晴晴ꎬ等:反应性射流中湍流/非湍流界面附近标量输运特性提出了多种识别Ｔ/ＮＴＩ层外缘ꎬ即无旋边界的方法ꎬ包括基于涡量ω[２８]㊁湍动能ｋ[７]和速度空间分布均匀性方法[２]ꎬ本文利用涡量阈值ωｔｈ的等值面识别Ｔ/ＮＴＩ层的外缘ꎬ即无旋边界ꎮ其中ωｔｈ基于湍流区域所占体积分数确定ꎬω>ωｔｈ时为湍流区域ꎬω<ωｔｈ时为无旋区域ꎮω∗ｔｈ表示以ωｍａｘ为特征尺度对ωｔｈ进行无量纲ꎬ其中ωｍａｘ＝ｍａｘ(ω(ｘ))为流向ｘ位置处所在ｙｏｚ平面上ω的最大值ꎮ图５分别是在ｘ/ｄ＝１０和２０处湍流区域的体积分数ＶＴ随ω∗ｔｈ的变化情况ꎮ当ｘ/ｄ＝１０和２０处的ω∗ｔｈ分别小于０.００１和０.０００１时ꎬＶＴ随着ω∗ｔｈ的减小而大幅增大ꎮ而当ω∗ｔｈ分别处于０.００１~０.０３和０.０００１~０.００２范围内ꎬＶＴ对ω∗ｔｈ的依赖性很小ꎬ存在着ＶＴ分别约为０.２５和０.４２的平台状区域ꎬ涡量等值面的位置几乎不随ω∗ｔｈ变化ꎬ本文取ω∗ｔｈ为０.００１２ꎬ在图５中用垂直虚线表示ꎮ图５㊀湍流区域的体积分数ＶＴ随涡量阈值ω∗ｔｈ的变化情况Ｆｉｇ.５㊀ＣｈａｎｇｅｏｆｖｏｌｕｍｅｆｒａｃｔｉｏｎＶＴｉｎｔｕｒｂｕｌｅｎｔｒｅｇｉｏｎｗｉｔｈｖｏｒｔｉｃｉｔｙｔｈｒｅｓｈｏｌｄω∗ｔｈ２.２ 流场和标量场可视化图６是在ｘ/ｄ＝１０和２０处ｙｏｚ平面上带有无旋边界的瞬时无量纲涡量云图ꎬ其中涡量以ωｍａｘ为特征尺度进行无量纲ꎬ白色实线表示Ｔ/ＮＴＩ层的无旋边界ꎬ图中可以看出沿着流向的演化ꎬ射流不断发展ꎬＴ/ＮＴＩ层向两侧移动ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０㊀㊀㊀(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图６㊀ｙｏｚ平面上带有无旋边界的瞬时无量纲涡量Ｆｉｇ.６㊀Ｉｎｓｔａｎｔａｎｅｏｕｓｎｏｎｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｉｚｅｄｖｏｒｔｉｃｉｔｙｗｉｔｈｉｒｒｏｔａｔｉｏｎａｌｂｏｕｎｄａｒｙｏｎｔｈｅｙｏｚｐｌａｎｅ图７是反应物Ａ㊁Ｂ和生成物Ｒ分别在ｘ/ｄ＝１０和２０处带有无旋边界的瞬时无量纲浓度云图ꎬ其中环境流中反应物Ａ和射流中反应物Ｂ的浓度分别以初始浓度ΓＡ０和ΓＢ０无量纲化ꎬ生成物Ｒ以其在化学计量比混合物中的最大浓度ΓＲ０无量纲ꎬΓＲ０＝ΓＡ０ΓＢ０/(ΓＡ０＋ΓＢ０)[１６]ꎮ图７中反应物Ａ的浓度由Ｔ/ＮＴＩ层向内逐渐减少ꎬ而上游的反应物Ｂ的浓度明显高于下游ꎬ且几乎全部存在于射流内部ꎬ并且随着流场的发展ꎬ生成物Ｒ的浓度逐渐增加ꎮ这是因为环境流中的反应物Ａ跨越Ｔ/ＮＴＩ层进入湍流区域ꎬ与反应物Ｂ接触并发生化学反应ꎬ产生生成物Ｒꎮ随着化学反应的进行ꎬ反应物Ｂ的浓度沿流向逐渐减少ꎬ生成物Ｒ的浓度逐渐增加ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０５气体物理２０２４年㊀第９卷(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图７㊀ｙｏｚ平面上带有无旋边界的反应物Ａ㊁Ｂ和生成物Ｒ的瞬时无量纲浓度Ｆｉｇ.７㊀ＩｎｓｔａｎｔａｎｅｏｕｓｎｏｎｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌｉｚｅｄｃｏｎｃｅｎｔｒａｔｉｏｎｓｏｆｒｅａｃｔａｎｔＡꎬＢａｎｄｒｅｓｕｌｔａｎｔＲｗｉｔｈｉｒｒｏｔａｔｉｏｎａｌｂｏｕｎｄａｒｙｏｎｔｈｅｙｏｚｐｌａｎｅ对于反应性射流标量场ꎬ瞬时化学反应速率被广泛定义为Ｗ︿Ｒ＝ＤａΓＡΓＢ/(ΓＡ０ΓＢ０)[１８ꎬ１９]ꎮ图８是在ｘ/ｄ＝１０和２０处带有无旋边界的生成物Ｒ的瞬时化学反应速率云图ꎬ图中可以看出在流场上游化学反应较剧烈ꎬ在流场下游化学反应较弱ꎮ这是因为Ｗ︿Ｒ的大小是由反应物Ａ和Ｂ的浓度共同决定ꎬ随着化学反应的进行ꎬ无旋区域中的反应物Ａ被不断地输运至湍流区域ꎬ反应物Ｂ沿着流向逐渐减少ꎬ在下游时浓度较低ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０㊀㊀㊀(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图８㊀带有无旋边界的生成物Ｒ的瞬时化学反应速率Ｆｉｇ.８㊀ＩｎｓｔａｎｔａｎｅｏｕｓｃｈｅｍｉｃａｌｒｅａｃｔｉｏｎｒａｔｅｏｆｒｅｓｕｌｔａｎｔＲｗｉｔｈｉｒｒｏｔａｔｉｏｎａｌｂｏｕｎｄａｒｙ２.３ 标量产生㊁消耗和输运图９是在ｘ/ｄ＝１０和２０处各组分标量输运方程中各项瞬时值的法向演化ꎬ其中残差项ＲＨＳ表示式(１)左右两侧的代数差ꎬ垂直虚线表示射流两侧Ｔ/ＮＴＩ层的无旋边界位置ꎮ图中ＲＨＳ在ｘ/ｄ＝１０和２０处的法向演化几乎为０ꎬ这表明标量场的统计结果收敛性良好ꎮ在ｘ/ｄ＝１０处ꎬ各组分的非稳态项Ａｔα和对流项ＡＴα之间几乎呈对称分布ꎬ生成物Ｒ的化学反应源项ＳＴＲ和各组分的扩散项ＤＴα的大小相较于非稳态项和对流项较小ꎬ反应物Ａ和Ｂ的化学反应源项ＳＴＡ和ＳＴＢ的大小几乎可以忽略ꎮ因此可以得出在ｘ/ｄ＝１０处的湍流区域中对流作用主导各组分的浓度变化ꎬ扩散作用对各组分浓度变化的影响较小ꎬ化学反应使生成物Ｒ的浓度少量增加ꎮ而在ｘ/ｄ＝２０处各组分的化学反应源项ＳＴα基本为０ꎬ各组分的扩散项ＤＴα值较小ꎬ各组分的非稳态项Ａｔα和对流项ＡＴα之间也几乎呈对称分布ꎮ因此可以合理认为在整个自相似区域中ꎬ各组分的浓度变化由对流作用主导ꎬ扩散作用的影响较小ꎬ化学反应几乎不产生影响ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０６第１期曹晴晴ꎬ等:反应性射流中湍流/非湍流界面附近标量输运特性(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图９㊀各组分标量输运方程中各项沿中心线的瞬时法向演化Ｆｉｇ.９㊀Ｉｎｓｔａｎｔａｎｅｏｕｓｎｏｒｍａｌｅｖｏｌｕｔｉｏｎｏｆｔｈｅｔｅｒｍｓｉｎｔｈｅｓｃａｌａｒｔｒａｎｓｐｏｒｔｅｑｕａｔｉｏｎａｌｏｎｇｔｈｅｃｅｎｔｅｒｌｉｎｅ２.４㊀Ｔ/ＮＴＩ层附近的条件平均统计和标量输运特性图１０是在ｘ/ｄ＝１０和２０处距无旋边界的垂直距离ｙＩ为条件的涡量和各组分浓度统计量ꎬ其中ｙＩ以流场中心线上的Ｋｏｌｍｏｇｏｒｏｖ尺度ηＣ无量纲化[２８]ꎮ同时给出涡量对ｙＩ/ηＣ的１阶导数的条件统计平均结果并采用其最大值无量纲化ꎬ以－‹ω›ᶄＩ最大值的２０％定量描述Ｔ/ＮＴＩ层的平均厚度[８]ꎮ图中红色点划线表示Ｔ/ＮＴＩ层的外缘ꎬ即无旋边界ꎬ黑色双点划线表示Ｔ/ＮＴＩ层的内缘ꎬ两条垂直点划线之间的区域为Ｔ/ＮＴＩ层ꎬ其内涡量的梯度较大ꎬ黑色点划线左侧区域为湍流核心区域ꎬ红色点划线右侧区域为无旋区域ꎬ条件平均统计值由 ‹›Ｉ 表示ꎮ图中可以看到Ｔ/ＮＴＩ层内反应物Ａ㊁Ｂ和生成物Ｒ的浓度也存在着较大梯度ꎬ从无旋区域向湍流核心区ꎬ反应物Ａ和生成物Ｒ的浓度梯度先逐渐增大后逐渐减小ꎬ生成物Ｒ浓度在远离无旋边界处较大ꎮ在标量输运方程中ꎬ通过对流或扩散的输运作用㊁化学反应使组分α的浓度增大的为产生项ꎬ而使组分α的浓度减小的则为消耗项ꎮ由公式Ａｔα＝－ＡＴα＋ＤＴα＋ＳＴα可知ꎬ－ＡＴα>０ꎬＤＴα>０ꎬＳＴα>０为产生项ꎬ－ＡＴα<０ꎬＤＴα<０ꎬＳＴα<０为消耗项ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图１０㊀涡量和各组分浓度的条件平均统计Ｆｉｇ.１０㊀Ｃｏｎｄｉｔｉｏｎａｌａｖｅｒａｇｅｏｆｖｏｒｔｉｃｉｔｙａｎｄｃｏｎｃｅｎｔｒａｔｉｏｎｏｆｅａｃｈｃｏｍｐｏｎｅｎｔ图１１为反应物Ａ的标量输运方程中各项在ｘ/ｄ＝１０和２０处的条件平均统计ꎬ在Ｔ/ＮＴＩ层的无旋边界附近ꎬ反应物Ａ的化学反应源项ＳＴＡ基本可以忽略ꎬ对流项－ＡＴＡ为产生项ꎬ扩散项ＤＴＡ为消耗项ꎬｘ/ｄ＝１０处非稳态项ＡｔＡ大于０但数值非常小ꎬｘ/ｄ＝２０处非稳态项ＡｔＡ的数值基本为０ꎮ因此在对流和扩散作用下ꎬ反应物Ａ由无旋区域输运至Ｔ/ＮＴＩ层内ꎬ即无旋边界附近ꎬ但反应物Ａ的浓度几乎不随时间发生变化ꎮ在ｘ/ｄ＝１０处的－２２<ｙＩ/ηＣ<－８范围内和ｘ/ｄ＝２０处的－２０<ｙＩ/ηＣ<－５范围内ꎬ化学反应源项ＳＴＡ和对流项－ＡＴＡ始终为消耗项ꎬ扩散项ＤＴＡ从无旋边界附近向湍流核心区先为消耗项后为产生项ꎮ在扩散项ＤＴＡ为消耗项的区域ꎬ对流和扩散作用令反应物Ａ的浓度减小ꎬ而环境流中反应物Ａ的输运趋势是由无旋区域至湍流区ꎬ因此该区域扩散项ＤＴＡ和对流项－ＡＴＡ使反应物Ａ由无旋边界附近向湍流区方向输运ꎮ而在扩散项ＤＴＡ为产生项的区域ꎬ虽然扩散作用令反应物Ａ的浓度增大ꎬ但对流项－ＡＴＡ为消耗项且数值７气体物理２０２４年㊀第９卷大于扩散项ＤＴＡꎬ因此对流和扩散作用对反应物Ａ的总体影响是使其浓度减小ꎬ反应物Ａ继续向湍流核心区方向输运ꎮ因此在ｘ/ｄ＝１０处的－２２<ｙＩ/ηＣ<－８范围内和ｘ/ｄ＝２０处的－２０<ｙＩ/ηＣ<－５范围内不断地将在无旋边界附近的反应物Ａ向湍流核心区输运ꎬ其中对流项－ＡＴＡ的数值远大于扩散项ＤＴＡ和化学反应源项ＳＴＡꎬ因此该区域内对流作用对反应物Ａ的输运占主导地位ꎮ在湍流核心区和Ｔ/ＮＴＩ层内缘处ꎬ此时对流项－ＡＴＡ和扩散项ＤＴＡ为产生项ꎬ化学反应源项ＳＴＡ为消耗项ꎮ在此区域内反应物Ａ的浓度在ｘ/ｄ＝１０处由对流作用和化学反应共同影响ꎬ而在ｘ/ｄ＝２０处对流作用占主导地位ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图１１㊀反应物Ａ的标量输运方程中各项在ｘ/ｄ＝１０和２０的条件平均统计Ｆｉｇ.１１㊀ＣｏｎｄｉｔｉｏｎａｌａｖｅｒａｇｅｏｆｔｈｅｔｅｒｍｓｉｎｔｈｅｓｃａｌａｒｔｒａｎｓｐｏｒｔｅｑｕａｔｉｏｎｆｏｒｔｈｅｒｅａｃｔａｎｔＡａｔｘ/ｄ＝１０ａｎｄ２０图１２为反应物Ｂ的标量输运方程中各项在ｘ/ｄ＝１０和２０处的条件平均统计ꎮ图１０中Ｔ/ＮＴＩ层附近反应物Ｂ的浓度在ｘ/ｄ＝１０处较小ꎬ在ｘ/ｄ＝２０处基本可以忽略ꎬ这是因为反应物Ｂ在上游因化学反应被大量消耗ꎬ到下游时基本消耗殆尽ꎮ因此图１２中Ｔ/ＮＴＩ层附近对反应物Ｂ的输运作用与图１１和图１３中的反应物Ａ和生成物Ｒ相比较小ꎮ反应物Ｂ的浓度在Ｔ/ＮＴＩ层内主要由对流作用影响ꎬ在Ｔ/ＮＴＩ层内缘附近和湍流核心区主要由对流作用和化学反应共同影响ꎮ而在Ｔ/ＮＴＩ层无旋边界附近ꎬ反应物Ｂ的标量输运方程中各项皆为０ꎬ这是因为ＴＮＴＩ附近的流动阻碍反应物Ｂ向无旋边界输运[２８ꎬ２９]且反应物Ｂ在靠近无旋边界之前因化学反应被消耗ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图１２㊀反应物Ｂ的标量输运方程中各项在ｘ/ｄ＝１０和２０的条件平均统计Ｆｉｇ.１２㊀ＣｏｎｄｉｔｉｏｎａｌａｖｅｒａｇｅｏｆｔｈｅｔｅｒｍｓｉｎｔｈｅｓｃａｌａｒｔｒａｎｓｐｏｒｔｅｑｕａｔｉｏｎｆｏｒｔｈｅｒｅａｃｔａｎｔＢａｔｘ/ｄ＝１０ａｎｄ２０图１３为生成物Ｒ的标量输运方程中各项在ｘ/ｄ＝１０和２０处的条件平均统计ꎮ在无旋边界附近ꎬ生成物Ｒ的化学反应源项ＳＴＲ基本可忽略ꎬ其扩散项ＤＴＲ为产生项ꎬ对流项－ＡＴＲ为消耗项ꎮ此时在ｘ/ｄ＝１０处ꎬＡＴＲ>ＤＴＲꎬ非稳态项ＡｔＲ<０且数值非常小ꎻ而在ｘ/ｄ＝２０处ꎬ非稳态项ＡｔＲ的数值基本为０ꎮ因此生成物Ｒ在无旋区域和Ｔ/ＮＴＩ层内部之间的输运由对流和扩散作用共同影响ꎬ但生成物Ｒ的浓度几乎不随时间发生变化ꎮ在ｘ/ｄ＝１０处的８第１期曹晴晴ꎬ等:反应性射流中湍流/非湍流界面附近标量输运特性－１９<ｙＩ/ηＣ<－９范围内和ｘ/ｄ＝２０处的－１９<ｙＩ/ηＣ<－５范围内ꎬ化学反应源项ＳＴＲ和对流项－ＡＴＲ始终为产生项ꎬ而扩散项ＤＴＲ由无旋边界附近向湍流核心区先为产生项后为消耗项ꎬ生成物Ｒ的浓度主要受对流作用影响ꎮ在湍流核心区和Ｔ/ＮＴＩ层内缘处ꎬ此时化学反应源项ＳＴＲ产生生成物Ｒꎬ对流项－ＡＴＲ和扩散项ＤＴＲ为消耗项ꎬ生成物Ｒ的浓度随时间逐渐减小ꎮ对流作用和化学反应在ｘ/ｄ＝１０处共同影响生成物Ｒ的浓度ꎻ而在ｘ/ｄ＝２０处ꎬ对流作用对生成物Ｒ浓度的影响占主导地位ꎮ(ａ)Ｕｐｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝１０(ｂ)Ｄｏｗｎｓｔｒｅａｍｘ/ｄ＝２０图１３㊀生成物Ｒ的标量输运方程中各项在ｘ/ｄ＝１０和２０的条件平均统计Ｆｉｇ.１３㊀ＣｏｎｄｉｔｉｏｎａｌａｖｅｒａｇｅｏｆｔｈｅｔｅｒｍｓｉｎｔｈｅｓｃａｌａｒｔｒａｎｓｐｏｒｔｅｑｕａｔｉｏｎｆｏｒｔｈｅｒｅｓｕｌｔａｎｔＲａｔｘ/ｄ＝１０ａｎｄ２０化学反应对组分浓度的影响在ｘ/ｄ＝１０处比ｘ/ｄ＝２０处更强烈ꎬ化学反应源项在Ｔ/ＮＴＩ层附近不断消耗反应物Ａ和Ｂꎬ产生生成物Ｒꎮ随着从无旋区域到Ｔ/ＮＴＩ层ꎬ再到湍流核心区ꎬ化学反应源项条件平均统计的绝对值呈逐渐增加的趋势ꎮ统计结果显示上游区域(ｘ/ｄ＝１０)的化学反应显著发生在Ｔ/ＮＴＩ层内及其附近ꎬ这表明在上游区域Ｔ/ＮＴＩ层内及其附近存在着显著化学反应且随着流向逐渐减弱ꎮ与此同时ꎬ下游处Ｔ/ＮＴＩ层附近的化学反应主要发生在远离Ｔ/ＮＴＩ层的湍流核心区ꎮ在无旋边界附近ꎬ反应物Ａ和生成物Ｒ的输运主要受扩散项和对流项影响ꎮ这是因为流体对组分的输运不仅与扩散作用有关ꎬ还与流体本身的运动状况有关ꎮ但ｘ/ｄ＝２０处Ｔ/ＮＴＩ附近的流动速度较小ꎬ反应物Ａ和生成物Ｒ的输运受到射流扩散作用的影响更加显著ꎮ相比之下ꎬＴ/ＮＴＩ附近的流体在单射流的上游区域具有较高的速度ꎬ因此在ｘ/ｄ＝１０处射流的对流作用对输运的影响更加显著ꎮ从无旋界面到Ｔ/ＮＴＩ层内缘ꎬ非稳态项的数值先逐渐增大后逐渐减小ꎮ其中ꎬ对流项对各组分浓度的影响近似先逐渐增大再逐渐减小ꎻ扩散项对各组分浓度的影响经过两次先增加再减小后趋于０ꎬ这与图１０中Ｔ/ＮＴＩ层内各组分浓度梯度先逐渐增大后逐渐减小一致ꎮ此外ꎬ在无旋边界处各组分非稳态项的条件平均统计值基本为０ꎬ这表明无旋边界处各组分浓度基本不随时间发生变化ꎮ３ 结论本文利用ＯｐｅｎＦＯＡＭ中的ｌａｍｉｎａｒ模型ꎬ针对ΓＡ０/ΓＢ０＝１时发生二级非平衡基元反应的平面反应性射流ꎬ对Ｔ/ＮＴＩ层附近因化学反应和标量输运导致的各组分产生㊁消耗㊁输运和混合进行了分析研究ꎬ结论如下:１)在整个流场中ꎬ各组分的瞬时非稳态项Ａｔα和瞬时对流项ＡＴα的数值之间几乎呈对称分布ꎬ扩散项ＤＴα和化学反应源项ＳＴα数值较小ꎬ对流项ＡＴα在湍流区域对标量输运的影响占主导地位ꎮ２)流场中的化学反应在上游处较为剧烈且沿着流向逐渐减弱ꎬ在上游区域Ｔ/ＮＴＩ层内及其附近均存在显著的化学反应ꎬ而下游主要发生在远离Ｔ/ＮＴＩ层的湍流核心区ꎮ３)反应物Ａ和生成物Ｒ的输运机制在Ｔ/ＮＴＩ层附近呈现出类似但相反的趋势ꎬ在Ｔ/ＮＴＩ层的无旋边界附近ꎬ反应物Ａ和生成物Ｒ的输运主要由扩散和对流作用共同影响ꎬ其中对流作用在上游时产生的影响更大ꎬ扩散作用在下游的影响更大ꎬ但它们的浓度在无旋边界附近基本不随时间发生变化ꎬ而在Ｔ/ＮＴＩ层内和湍流核心区域它们的输运主要受对流作用影响ꎮ在Ｔ/ＮＴＩ层内反应物Ｂ的输运主要受对流作用影响ꎬ且ＴＮＴＩ附近的流动阻碍９。
强制送风条件下舱室内池火的大涡模拟
Ａ ｂ ｓ ｔ ｒ ａ ｃ ｔ ： Ｂ ａ ｓ ｅ ｄ ｏ ｎ ｔ ｈ ｅ ｌ ａ ｒ ｇ ｅ ｅ ｄ ｄ ｙ ｓ ｉ ｍｕ ｌ ａ ｔ ｉ ｏ ｎ （ Ｌ Ｅ Ｓ ） ｏ ｆ ｔ ｈ ｅ ｓ ｍｏ ｋ ｅ ｌ ｆ ｏ ｗ ａ ｎ ｄ ｔ ｈ ｅ ｉ ｎ ｔ ｅ ｒ ａ ｃ ｔ ｉ ｏ ｎ ｂ ｅ ｔ ｗ ｅ ｅ ｎ
第３ ５卷 第 ２期
２ ０ １ ３年 ２ 月
舰
船
科
学
技
术
Ｖｏ １ ． ３ ５，Ｎｏ ． ２ Ｆｅ ｂ．，２ ０１ ３
Ｓ ＨＩ Ｐ Ｓ ＣＩ ＥＮＣＥ ＡＮＤ Ｔ ＥＣＨ ＮＯＬＯＧＹ
强制 送风 条件 下舱室 内池火的大涡模拟
袁 书生 ， 王允 良， 赵元 立 ， 褚 政
关键 词 ： 舰船火灾； 液体 燃料 池 火 ； 大涡模 拟 ； 烟 气运 动 ； 通 风 条 件 中图分 类号 ： Ｔ Ｊ ８ 文献 标识 码 ： Ａ
文章 编 号 ： １ ６ ７ ２— ７ ６ ４ ９ （ ２ ０ １ ３ ） ０ ２— ０ ０ ３ ２— ０ ７ ｄ ｏ ｉ ： １ ０ ． ３ ４ ０ ４ ／ ｊ ． ｉ ｓ ｓ ｎ ． １ ６ ７ ２— ７ ６ ４ ９ ． ２ ０ １ ３ ． ０ ２ ． ０ ０ ８
ＹＵＡＮ Ｓ ｈｕ — ｓ ｈｅ ｎ ｇ， Ｗ ＡＮＧ Ｙｕ ｎ － ｌ ｉ ａ ｎ ｇ， ＺＨＡＯ Ｙｕａ ｎ－ ｌ ｉ ， ＣＨＵ Ｚ ｈ ｅ ｎ ｇ
（ Ｎ ａ ｖ ａ ｌ Ａ ｅ ｒ ｏ ｎ ａ ｕ ｔ ｉ ｃ ａ ｌ ａ ｎ ｄ Ａ ｓ ｔ ｒ ｏ ｎ ａ ｕ ｔ ｉ ｃ ａ ｌ Ｕ ｎ ｉ ｖ ｅ ｒ ｓ ｉ ｔ ｙ ， Ｙ ａ ｎ ｔ ａ ｉ ２ ６ ４ ０ ０ １ ， Ｃ ｈ ｉ ｎ ａ ）
数值模拟
数值模拟：让空气质量报告更精细像天气预报一样，各种媒体每天都会向公众发布其所在城市的空气质量状况。
不过，这种空气质量报告的内容一般都是整个城市或者某个城区的空气质量状况。
那么，空气质量报告有没有可能更精细一些，甚至细到自己居住的小区的空气质量情况究竟怎样呢？清华大学教授崔桂香和澳门大学教授王志石等人的研究工作为实现这样的愿望提供了一个可行途径。
崔桂香等通过使用一种被称为大涡模拟的现代湍流数值方法，对居民区的空气质量进行研究，发现通过数值计算得到的风场、污染物浓度等数据与模型小区及居民生活小区的实测数据都较为符合。
这项研究得到了国家自然科学基金的资助，相关成果发表在《中国科学G辑：物理学、天文学》2008年第六期上。
良好的空气质量是舒适人居环境的主要条件之一。
随着城市化和人民生活水平的提高，城市居民区的空气质量问题愈来愈受到重视。
但是传统的经验预测或工程估计方法，已经难以满足公众了解自己生活环境的迫切要求。
崔桂香认为，在计算机性能迅速改善的今天，用计算流体力学的新方法研究大气环境成为了经济有效的手段。
“不过，作为城市大气环境的子系统，城市居民小区的大气环境空间范围较小，属于微尺度气象问题，而居民小区大气环境处在大气边界层内空气的流动是不规则的湍流运动。
因此，居民小区大气环境的数值预测属于非定常复杂湍流的数值计算。
”崔桂香说：“这就决定了必须选择合适的数值模拟方法。
”这里还涉及到大气边界层和湍流两个概念。
大气边界层是指，靠近地球表面、受地面各种粗糙物体，如草、沙粒、庄稼、树木、房屋等产生的摩擦阻力影响的大气层区域。
而湍流是流体的一种流动状态。
通俗地说，当流体运动速度很低时，会出现分层流动、互不混合的现象，被称为层流；当流速增加到一定程度时，流体的流线不再清楚可辨，流场中会出现许多小漩涡，这就是湍流。
据崔桂香介绍，目前主要有3种湍流数值模拟方法：第一种被称为直接数值模拟法，它是分辨所有尺度湍涡的数值模拟，但是目前计算机水平不足以分辨复杂湍流中所有尺度的湍流漩涡。
大涡模拟-lighthill等效声源法的空腔水动噪声预测
万方数据 万方数据·１８４·哈尔滨工程大学学报第３ｌ卷的水动噪声．图１监测点处声压级对比Ｆｉｇ．１Ｃｏｍｐａｒｉｓｏｎｏｆｓｏｕｎｄｐｒｅｓｓｕｒｅｌｅｖｅｌａｔｏｂｓｅｒｖｅｒｓ２数值模拟及结果分析２．１数学模型本文所研究空腔的长深比Ｌ／Ｄ＝２．５，自由来流速度为１０ｍ／ｓ，即马赫数为０．００６，基于空腔水力直径的雷诺数为１．２×１０５．流场整个计算区域采用非均匀网格，空腔及靠近固壁处，网格较为密集，随距固壁距离的增加，网格逐渐稀疏，经网格独立性测试后网格总数约为５×１０５．实际网格较密，图２示意出网格的不均匀分布．分满足ｓ＜Ａ／４，ｓ为网格尺寸，Ａ为一定频率下的波长．经网格独立性测试，声源区最大网格尺寸为０．１ｃｍ，整个有限元区域最大网格尺寸为０．７ｃｍ．无限元一维网格确保与有限元二维网格匹配，无限元设为无反射边界条件．图３为声场网格示意分布图．图３声场计算区域及网格划分示意图Ｆｉｇ．３ＳｋｅｔｃｈｍａｐｏｆａｃｏｕｓｔｉｃｃｏｍｐｕｔａｔｉｏｎｄｏｍａｉｎａｎｄｔｍｓｈＬＥＳ过程中记录非定常收敛后每一时间步各节点上的声源强度信息，将其插值到声场网格声源区节点，经傅立叶变换获得不同频率下声源强度信息．非定常时间步长为１０～ｓ，收敛后计算１００００步．根据一个时间序列傅里叶变换中，可获得为１０—５００００Ｈｚ频段的声源信息．２．２结果分析２．２．１流场从图４中可以看出，涡在空腔前缘处周期性生成并不断扩大，之后从前缘脱落并很快向下游弯曲，接着与腔体后壁碰撞，部分流出腔体，部分沿腔体底部向前对流．图２沉场计鼻区域及嘲硌划分不葸图Ｆｉｇ．２Ｓｋｅｔｃｈｍａｐｏｆｆｌｕｉｄｃｏｍｐｕｔａｔｉｏｎｄｏｍａｉｎａｎｄｍｅｓｈ采用速度人口边界，来流速度给定为１０ｍ／ｓ．定常ＣＦＤ计算的收敛准则为计算残差ｓ，在定常计算收敛的基础上进行非定常计算．关于非定常流场中时间步长的选取，考虑到在满足Ｃｆ＇Ｌ数要求下同图４声源区涡量图声场的求解要统一起来，最终选择１０～。
合成进口湍流方法在大涡模拟中的应用
流和后台阶流动有重要影响 [１] ꎮ 为了了解进口瞬时扰动
动信息ꎮ 这种方法的特别之处在于通过回收过程实现湍
速度设定方法的特点ꎬ研究大涡模拟对促进大涡模拟的工
流脉动场建立在计算域的内部ꎬ从而避免了高额的计算
程应用具有重要意义ꎮ
负担ꎮ
等
[２]
为解决真实模拟的问题ꎬＫＥＡＴＩＮＧ Ａ [１] 、ＳＡＧＡＵＴ Ｐ
多数发夹旋涡几乎是对称的发夹结构ꎮ
信息技术
刘俊杰ꎬ等合成进口湍流方法在大涡模拟中的应用
为了便于观察ꎬ用图 ２ 显示了通过 Ｑ 准则识别的 ３Ｄ
信息技术
刘俊杰ꎬ等合成进口湍流方法在大涡模拟中的应用
ＤＯＩ:１０.１９３４４ / ｊ.ｃｎｋｉ.ｉｓｓｎ１６７１－５２７６.２０２１.０６.０３９
合成进口湍流方法在大涡模拟中的应用
刘俊杰ꎬ仲冬冬ꎬ葛宁
( 南京航空航天大学 能源与动力学院ꎬ江苏 南京 ２１００１６)
摘 要:进口瞬态湍流波动条件直接影响大涡模拟的精度ꎮ 在亚音速平板湍流边界层上研究
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０ 引言
与工程中常用的雷诺平均 Ｎ－Ｓ 方程相比ꎬ大涡模拟
通常用初始边界层厚度 δ０ 来无量纲化ꎮ 在 δ０ 以下称为
“ 自适应距离” ꎬ该距离决定了方法的性能ꎬ因为它确定了
用于生成真实湍流计算域的流向长度 [３] ꎮ
根据参考文献[１] ꎬ入流方法可分为 ３ 类:回收调节
大多数情况下是通过随机序列进行的ꎮ 然后ꎬ目标是修改
计量均值较易匹配ꎬ而均方根速度以及与之理想的两点时
这些序列ꎬ以使它们在数值或黏性耗散下不消失ꎬ并且其
空相关性相比较而言可能更难重建ꎬ因为它包括尺度和结
大涡模拟在轴流风扇气动噪声仿真中的应用
Ｔｈ ｅ Ａｐ ｐ ｌ ｉ ｃ ａ ｔ ｉ ｏ ｎ ｏ ｆ Ｌ ｅ ｓ ｉ ｎ Ａｅ ｒ ｏ ｄ ｙ ｎ ａ ｍｉ ｃ Ｎｏ ｉ ｓ ｅ Ｓｉ ｍｕ ｌ ａ ｔ ｉ ｏ ｎ ｆ ｏ ｒ Ａｘ ｉ ａ ｌ Ｆ ａ ｎ
Ｗ Ｕ Ｗｅ ｎ －ｈ ｕａ， Ｄｕ Ｐ ｉ ｎ ｇ －ａ ｎ， Ｃｈ ｅ ｎ Ｙａ ｎ， Ｌｉ Ｍａ ｏ － ｆ ｕ
可解尺度湍流间的动量输运。要实现大涡数值模拟 ， 必须构造亚
格子应力的封闭模式。 不可压缩湍流的亚格子涡粘和涡扩散模型 采用分子粘性形式 ， 即：
￣ ＇ ｑ ＝ ２ Ｖ ， Ｔ Ｓ ＋ ｝ ． ｒ
（ ５ ）
图 ２叶片表面涡量分布
Ｆ ｉ ｇ ． ２ Ｄｉ ｓ ｔ ｉｂ ｒ ｕ ｔ ｉ ｏ ｎ ｏ ｆ Ｖｏ ｒ ｔ ｉ ｅ ｉ ｔ ｙ ｏ ｎ Ｂｌ ａ ｄ ｅ ｓ ｕ ｒ ｆ ａ ｃ ｅ
一
紊 流附面层及其脱离引起气流压力脉动造成的噪声 。 过去气动噪 声 的研究主要源于经验模型 、 公式的积 累。随着仿 真计算方法以
及计算机技术 的发展 ， 数值仿真 已经成为气动噪声仿真 、 预测 、 降
种数值预测湍流的方法 ， 大涡模拟将大尺度湍流直接使用数值
求解 ， 对小尺度湍流脉动建立模型。 这种方法 的优点是 ： 对空间分
伍文华等： 大涡模拟在轴流风扇气动噪声仿真中的应用
Ｏ ｕ
＿＝Βιβλιοθήκη 第１ 期 声场计算过程 中， 迭代参数设置为 ： 时间步长 Ａ ｔ ＝ ５ ｅ 一 ５ ， 迭代
０ （ ２ ）
步数 Ｎ ＝ ５ ０ ０ ， 每一步最大迭代次数 Ｍ＝ ３ ０ ， 频率范围为（ ０ 一 ） ， 其 中， 眦＝ Ｉ １ ／ （ ２ × △ ｆ ） ＝ １ ｅ ４ ｈ ｚ ； 频率 间隔（ 频谱分辨 率 ） ＝ Ｉ ／ （ Ａ ｔ ￣ Ｎ） ＝
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。
气泡在液体中运动过程的数值模拟
气泡在液体中运动过程的数值模拟
卢作伟;崔桂香;张兆顺
【期刊名称】《计算力学学报》
【年(卷),期】1997(014)002
【摘要】本文用数值方法预测气泡在液体中的百定常运动。
运用位标函数进行界面的隐含跟踪并且与有限体积法相结合构成一种可行的计算方法。
本文方法允许在界面处存在很大的物性差，而且较容易将表面张力引入控制方程。
我们对气液两相流中单个气泡的运动进行了计算，得到了与实验结果符合很好的数值结果。
【总页数】9页(P125-133)
【作者】卢作伟;崔桂香;张兆顺
【作者单位】清华大学工程力学系;清华大学工程力学系
【正文语种】中文
【中图分类】O359.1
【相关文献】
1.气泡在外混式自吸泵内运动的简单数值模拟 [J], 李文广
2.气泡在水中上升运动的数值模拟 [J], 朱仁庆;李晏丞;倪永燕;侯玲
3.储气砂中浅层气溢出过程数值模拟研究 [J], 成荣鹏;来向华;韦雁机;胡涛骏;黄潘阳
4.单个气泡在液态金属搅拌流场中运动与变形的数值模拟 [J], 解茂昭;宋会玲;刘红;王德庆
5.气泡在幂律流体中长大过程的有限元数值模拟 [J], 许星明;赵国群;李辉平;秦升学
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什么是湍流？
流动现象
(3) 垂板 L-T
（4)网格 T
自然界和工程中普遍存在
2009年9月9日
一、走进湍流（1）
自
—认识湍流
然
界
(5）扩散 T-L
和
工
（6） 羽流扩散6 羽流
程
中
(a)
普
(7）圆管 T-L
随机 多尺度
拟序
遍
存
(8）圆球 T-L
在
2009年9月9日
一、走进湍流（1）—认识湍流
射流
尾流
输运
一、走进湍流（3）—标量湍流
（1）惯性区的Obuhkov-Corrsin理论
（Re~Pe>>1, 速度脉动和标量脉动相似）
Eq
k ~
q
Ek
E k 2 3k 5 3
Eq k Coq 1 3k 5 3
（2) 惯性—扩散区的Batchelor理论
湍流大涡模拟
及城市大气环境中的应用
航院力学系2013年9月7日 崔桂香
®
提纲
一、走进湍流 （湍流 ？标量湍流？研究方法？ ） 二、湍流及其标量的大涡模拟 三、大涡模拟应用—城市大气环境 四、大涡模拟进展与展望 五、 思考与创新 六、参考文献
®
一、走进湍流（1）— 认识湍流
(1) 流动 T-L
(2) 边界层T-L
（ Re>>1, Pe<<1，标量输运过程扩散占优，
忽略标量的时间导数，假定标量脉动服从准高斯过程)
Eq
k
1 3源自3k4Ek
E k 2 3k 5 3
Eq k ~ q 3 2 3k 17 3
经典理论
一、走进湍流（3）—标量湍流
(3) 粘性—对流区Batchelor理论 （ Re<<1, Pe>>1）标量输运是对流占优 ， 因此波段k中的标量耗散率正比于该波段中 的标量“能量” ， 脉动速度处于耗散区，输运的特征时间是 Kolmogorov时间尺度，
injection
transfer
2009年9月9日
湍流特性
dissipation
一、走进湍流（2） 湍流的特征尺度
含能区
l0
E3/2 u3
l0
2009年9月9日
惯性子区
lEI
3 1/ 4
耗散区
lDI
l0
ul0
3/ 4
Re3/ 4
一、走进湍流（3）—标量湍流
即，连续方程为 速度场的散度等于零； （2）空间均匀条件下讨论标量湍流的性质。
一、走进湍流（3）—标量湍流
基本方程
ui t
uj
ui x j
1
p xi
1 Re
2ui x jx j
ui 0 xi
Re UL
c t
uj
c x j
1 2c Pe x jx j
E
1 2
uiui
E t
Pk
Tk
2、湍流特性
2009年9月9日
谱分析 E E kdk
E k P k T k 2 k 2 E k
t
一、走进湍流（2）
经典湍流能量传递理论 —— 湍动能逐级传递
— Kolmogorov (1941)
一、走进湍流（3）—标量湍流
标量湍流的结构
—— 片状结构的产生机制（续） 对标量梯度质点导数的主要贡献来自压缩变形，由上页导出的公式
siji j s112 s222 s332
对不可压缩流体，主轴的变形率之和等于零： s1 s2 s3 0
在均匀各向同性湍流中，以及等梯度标量湍流中，有
背景—标量湍流与污染扩散
一、走进湍流（3）—标量湍流
背景 —— 标量湍流与城市大气
热岛效应
一、走进湍流（3）—标量湍流
标量湍流：湍流场中的温度、密度等标量脉动
被动标量，例如：羽流扩散
主动标量，例如：可压缩流动中的温度脉动和密度脉动； 重力场中有密度梯度的标量输运
以下内容适用范围： （1） Boussinesq 近似条件下的标量湍流，
ii
t
uj
ii
x j
2siji j
2ii
x jx j
2
i
x j
i
x j
注意:脉动涡量对ii的质点导数没有贡献，当分子粘性很小时，主要由脉动的
变形率张量对标量梯度的质点导数有贡献，该项贡献可写在变形率主轴方向
siji j s112 s222 s332
混合层
随机
多尺度
拟序
2009年9月9日
一、走进湍流（2）—湍流特性
达 芬 奇 笔 下 的 湍 流
一、走进湍流（2）
湍流特性之一 ： 时空随机性
例如：同一点的速度测量没有重复性
2009年9月9日
一、走进湍流（2）
湍流特性之二 —— 多尺度性
Energy spectra
雷诺分解
能谱
湍流动能
ui Ui ui
s1 : s2 : s3 a : b : (a b), a 0,b 0 在均匀各向同性湍流中a=3, b=1
0
Pe
一、走进湍流（3）—标量湍流
标量湍流的能谱
脉动动能随波数（尺度 l 的倒数）的变化—湍动能谱 E(k) 浓度(温度)脉动的均方随波数的变化—浓度(温度)能谱 Eq (k)
局部雷诺数
经
Re
UL
1
惯性
典 理
Re
UL 输运
1
粘性
论
P
e
UL输运
1
Pe UL局部佩克1 列特数 对流
Pe UL 或 Pe UL
D
Sd Pe Re 或 Pr Pe Re
U, L是特征速度和特征长度，通常环境流动中Re>>1。
当/DSd~1.0或Sd >>1.0时， 也有Pe>>1，就是说分子扩散可以忽略不计。
因此在流体质点的轨迹上携带物浓度不变。
Dc c c
t
t
u j x j
3. 脉动标量梯度 均方根的等值面
标量湍流的结构
平面截面的片状结构 典型的空间等值面
一、走进湍流（3）—标量湍流
标量湍流的结构
片状结构产生的机制， 将标量输运方程求梯度得：
i
t
uj
i
x j
s ji j
ji j
2i
x jx j
i c xi
sij是脉动速度的应变率张量， ij表示脉动速度旋转张量，将上式乘以i, 得
q kEq k d 1 2
q ~ kEq k 1 2
Eq k CBq k 1 1 2
经典理论
一、走进湍流（3）—标量湍流
2. 脉动标量梯度的片状结构算例 湍流参数：Rel=50, Pr=0.1-3.0, 网格数：256256256