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气固两相平面湍流射流的直接数值模拟

夏钧  
【摘要】: 自由剪切流是一种典型的包含转捩和湍流的流动现象,而平面射流是一种比平面混合层复杂的自由剪切流。迄今为止,关于圆射流和矩形射流的研究较多,但平面射流的数值成果,尤其是对湍流研究具有指导意义的DNS数据,仍相对较少。据作者所知,本文是国内较先开展的关于气固两相平面湍流射流的DNS研究。 本文的求解对象为有弱可压缩性的流场控制方程组,并采用单向耦合的方法模拟各种典型尺寸的颗粒在射流流场中的扩散行为和浓度分布规律。DNS的数值方法基于有限差分法。文中采用具有高分辨率的4阶精度的紧致差分格式离散空间导数,同时,时间步进采用低存储量要求的4阶显式Runge-Kutta格式。非物理的出口区(PML缓冲区)方法结合Thompson无反射边界条件被用于边界条件的设置。入口边界采用特征入流边界条件,并在出口边界作压力修正。数值结果揭示出的细致的流动结构证实该套数值方法是切实可行的。 文中首先用DNS方法模拟了二维弱剪切自由射流中随时间发展的流场结构及典型尺寸的颗粒在流场中的运动规律。计算结果得到了以完全对称模式发展的涡量场,同时精确地捕捉到了展向涡的卷起、两涡配对及在弱剪切自由射流中出现的特殊的三涡合并现象。从现象上看,三涡合并是两次两涡配对的线性叠加。两涡配对后的涡层厚度为单个展向涡核的2倍,三涡合并后近似为单个涡核的3倍。在统计结果中,平均纵向速度U与实验值较好地吻合,U在下游x/h=11.5处达到自相似状态。雷诺应力分布有很大的特殊性,即轴线的横向应力被强烈地抑制,而纵向应力却有不断变大的趋势,这是由于特殊的对称涡量场结构引起的。 本文的第二部分为二维气固两相强剪切平面湍流射流的DNS研究。由于两剪切层的对称性在下游x/h=6.0处即被破坏,之后涡街完全按非对称模式发展。典型的拟序大涡结构包括单个的展向大涡、有相同符号的两涡组成的配对涡(与弱剪切射流中类似)及由符号相反的两涡组成的涡对组合。一阶平均量均与实验及前人的计算结果符合得很好。U达到自相似状态的起始点与涡街的对称性被破坏的起始点是几乎重合的,即在x/h=6.0处。平均速度V发展到自相似状态的过程要缓慢得多。本文中,约至x/h=11.5处,可认为V已有自相似性。射流半宽δ_U与流向坐标x的线性关系及轴线速度平方倒数的线性增长率均与实验中得到的线性规律吻合,区别仅在式中的截距值。由于各种实验及计算工况下的不可测因素,存在这种差别是正常的。雷诺应力分布的峰值量级和曲线性态与实验数据是一致的,但由于缺少展向应力R_(ww)~(1/2)对湍流能量的分流,R_(uu)~(1/2)和R_(vv)~(1/2)均积蓄了较多的能量,峰值较大。 在上述两种流场中,相同尺寸的颗粒在其中的扩散行为是类似的。St=0.01的颗粒惯性小,完全受涡结构的控制,因此可视为示踪粒子,再现了下游流场中各种大涡结构。St=0.1的颗粒行为介于St=0.01和1之间,没有鲜明的自身特征。St=1的颗粒表现出有趣的自组织性,即有规律地散步在单个大涡的涡核外围,同时有少量颗粒几乎按直线排列在配对涡涡核的内部,并且在中心两侧,颗粒的瞬时滑移速度大小相等,方向相反,并且颗粒排列所成的直线滞后于实际的两配对涡边界。作者认为这是由于两涡交界处的涡量作用引起的,滞后角由颗粒的动力响应性质决定。St=10和100的颗粒可视为大尺寸颗粒,由于惯性较大,因此受拟序大涡结构的影响较小。 在两种流场中,S片1的颗粒的网格均方根颗粒数Nrms均为最大,这也证实了该种尺寸 的颗粒在流场中的扩散范围最大,浓度分布最不均匀。并且,不同于弱剪切射流的是,在强 剪切射流中,Nrms(St==0.l)的值比其它尺寸颗粒的Nrms值大很多[=2 xNrms(S卜0.01), =3xNrms(St=IO)】,作者认为这是由于所有的颗粒均已参与到涡结构的发展中。而在弱 剪切射流中,始终有部分颗粒在轴线附近以直线行进的方式通过计算区域,影响了Nrms的 统计结果.因此,作者认为强剪切射流中的Nrms值更有参考价值。颗粒的瞬时滑移速度(Vr) 场清晰地揭示出上述各种颗粒在流场中的特殊行为,不失为一种研究颗粒的瞬时扩散性态和 运动趋势的很好的定呈指标。


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