CFD基础流体力学

1、第1章CFD基础计算流体动力学(computationalfluiddynamics,CFD)是流体力学的一个分支，它通过计算机模拟获得某种流体在特定条件下的有关信息，实现了用计算机代替试验装置完成“计算试验”，为工程技术人员提供了实际工况模拟仿真的操作平台，已广泛应用于航空航天、热能动力、土木水利、汽车工程、铁道、船舶工业、化学工程、流体机械、环境工程等领域。本章介绍CFD一些重要的基础知识，帮助读者熟悉CFD的基本理论和基本概念，为计算时设置边界条件、对计算结果进行分析与整理提供参考。1.1流体力学的基本概念1.1.1流体的连续介质模型流体质点(fluidparticle):几何尺寸同流动

2、空间相比是极小量，又含有大量分子的微元体。连续介质(continuum/continuousmedium):质点连续地充满所占空间的流体或固体。连续介质模型(continuum/continuousmediummodel):把流体视为没有间隙地充满它所占据的整个空间的一种连续介质，且其所有的物理量都是空间坐标和时间的连续函数的一种假设模型：u=u(t,x,y,z)。1.1.2流体的性质1.惯性惯性(fluidinertia)指流体不受外力作用时，保持其原有运动状态的属性。惯性与质量有关，质量越大，惯性就越大。单位体积流体的质量称为密度(density),以r表示，单位为kg/m3。对于均质流体

3、，设其体积为V,质量为m,则其密度为mV对于非均质流体，密度随点而异。若取包含某点在内的体积点密度需要用极限方式表示，即mlim一V0V2 .压缩性作用在流体上的压力变化可引起流体的体积变化或密度变化，这一现象称为流体的可压缩性。压缩性(compressibility)可用体积压缩率k来量度(1-1)V,其中质量m,则该(1-2)dV/Vd/kdpdp式中：p为外部压强。在研究流体流动过程中，若考虑到流体的压缩性，则称为可压缩流动，相应地称流体为可压缩流体，例如高速流动的气体。若不考虑流体的压缩性，则称为不可压缩流动，相应地称流体为不可压缩流体，如水、油等。3 .粘性粘性(viscosity)

4、指在运动的状态下，流体所产生的抵抗剪切变形的性质。粘性大小由粘度来量度。流体的粘度是由流动流体的内聚力和分子的动量交换所引起的。 粘度有动力粘度和运动粘度之分。 动力粘度由牛顿内摩擦定律导出：dudy式中：为切应力，Pa;为动力粘度，Pas;du/dy为流体的剪切变形速率。运动粘度与动力粘度的关系为式中：为运动粘度，m2/s。在研究流体流动过程中，考虑流体的粘性时，称为粘性流动，相应的流体称为粘性流体；当不考虑流体的粘性时，称为理想流体的流动，相应的流体称为理想流体。根据流体是否满足牛顿内摩擦定律， 将流体分为牛顿流体和非牛顿流体。 牛顿流体严格满足牛顿内摩擦定律且保持为常数。非牛顿流体的切应

5、力与速度梯度不成正比，一般1.1.3 流体力学中的力与压强1.质量力与流体微团质量大小有关并且集中在微团质量中心的力称为质量力力场中有重力mg;直线运动时，有惯性力ma。质量力是一个矢量,有的质量力来表示，其形式如下:ffxifyjfzk(1-9)式中：fx,fy,fz为单位质量力在各轴上的投影。(1-3)(1-4)(1-5)又分为塑性流体、假塑性流体、胀塑性流体3种。塑性流体，如牙膏等，它们有一个保持不产生剪切变形的初始应力个初始应力后，其切应力才与速度梯度成正比，即0,只有克服了这du0dy假塑性流体，如泥浆等，其切应力与速度梯度的关系是n四dy胀塑性流体，如乳化液等，其切应力与速度梯度的

6、关系是ndudy(1-6)(1-7)(1-8)(bodyforce)。在重般用单位质量所具2 .表面力大小与表面面积有关而且分布作用在流体表面上的力称为表面力(surfaceforce)o表面力按其作用方向可以分为两种：一是沿表面内法线方向的压力，称为正压力；另一种是沿表面切向的摩擦力，称为切向力。对于理想流体的流动，流体质点只受到正压力，没有切向力；对于粘性流体的流动，流体质点所受到的作用力既有正压力，也有切向力。作用在静止流体上的表面力只有沿表面内法线方向的正压力。单位面积上所受到的表面力称为这一点处的静压强。静压强具有两个特征：静压强的方向垂直指向作用面；流场内一点处静压强的大小与方向无

7、关。3 .表面张力在液体表面，界面上液体间的相互作用力称为张力。在液体表面有自动收缩的趋势，收缩的液面存在相互作用的与该处液面相切的拉力，称为液体的表面张力(surfacetension)。正是这种力的存在，引起弯曲液面内外出现压强差以及常见的毛细现象等。试验表明，表面张力大小与液面的截线长度L成正比，即TLTL(1-10)式中：为表面张力系数，它表示液面上单位长度截线上的表面张力，其大小由物质种类决定，其单位为N/m。4 .绝对压强、相对压强及真空度标准大气压的压强是101325Pa(760mm汞柱)，通常用patm表示。若压强大于大气压，则以该压强为计算基准得到的压强称为相对压强(rela

8、tivepressure),也称为表压强，通常用pr表示。若压强小于大气压，则压强低于大气压的值就称为真空度(vacuum),通常用pv表示。如以压强0Pa为计算的基准，则这个压强就称为绝对压强(absolutepressure),通常用ps表示。这三者的关系如下：prPSpatm(1-11)PVPatmPs(1-12)在流体力学中，压强都用符号P表示，但一般来说有一个约定：对于液体，压强用相对压强；对于气体，特别是马赫数大于0.1的流动，应视为可压缩流，压强用绝对压强。压强的单位较多，一般用Pa,也可用bar,还可以用汞柱、水柱，这些单位换算如下：_21Pa=1N/m1bar=105Pa1p

9、atm=760mmHg=10.33mH2O=101325Pa5 .静压、动压和总压对于静止状态下的流体，只有静压强。对于流动状态的流体，有静压强(staticpressure)动压强(dynamicpressure)测压管压强(manometrictubepressure)和总压强(totalpressure)之分。下面从伯努利(Bernoulli)方程(也有人称其为伯努里方程)中分析它们的意义。伯努利方程阐述一条流线上流体质点的机械能守恒，对于理想流体的不可压缩流动其表达式如下：2pvg2g式中：p/g称为压强水头，也是压能项，为静压强;z称为位置水头，也是重力势能项，这三项之和就是流体质点

10、的总的机械能；H称为总的水头高。将式(1-13)两边同时乘以g,则有12p-vgzgH(1-14)式中：p p 称为静压强，简称静压；1v2称为动压强，简称动压；gH称为总压强，简称2总压。对于不考虑重力的流动，总压就是静压和动压之和。1.1.4 流体运动的描述1 .流体运动描述的方法描述流体物理量有两种方法，一种是拉格朗日描述；一种是欧拉描述。拉格朗日(Lagrange)描述也称随体描述，它着眼于流体质点，并将流体质点的物理量认为是随流体质点及时间变化的，即把流体质点的物理量表示为拉格朗日坐标及时间的函数。设拉格朗日坐标为(a,b,c),以此坐标表示的流体质点的物理量，如矢径、速度、压强等等

11、在任一日刻t的值，便可以写为a、b、c及t的函数。若以f表示流体质点的某一物理量，其拉格朗日描述的数学表达式为ff(a,b,c,t)(1-15)例如，设时刻t流体质点的矢径即t时刻流体质点的位置以r表示，其拉格朗日描述为rr(a,b,c,t)(1-16)同样，质点的速度的拉格朗日描述是vv(a,b,c,t)(1-17)欧拉描述，也称空间描述，它着眼于空间点，认为流体的物理量随空间点及时间而变化，即把流体物理量表示为欧拉坐标及时间的函数。设欧拉坐标为(q1,q2,q3),用欧拉坐标表示的各空间点上的流体物理量如速度、压强等，在任一时刻t的值，可写为q1、q2、q3及t的函数。从数学分析知道，当某

12、时刻一个物理量在空间的分布一旦确定，该物理量在此空间形成一个场。因此，欧拉描述实际上描述了一个个物理量的场。若以f表示流体的一个物理量，其欧拉描述的数学表达式是(设空间坐标取用直角坐标)fF(x,y,z,t)F(r,t)(1-18)如流体速度的欧拉描述是vv(x,y,z,t)(1-13)v2/2g称为速度水头，也是动能项;(1-19)2 .拉格朗日描述与欧拉描述之间的关系拉格朗日描述着眼于流体质点，将物理量视为流体坐标与时间的函数；欧拉描述着眼于空间点，将物理量视为空间坐标与时间的函数。它们可以描述同一物理量，必定互相相关。设表达式ff(a,b,c,t)表示流体质点(a,b,c)在t时刻的物理

13、量；表达式fF(x,y,z,t)表示空间点(x,y,z)在时刻t的同一物理量。如果流体质点(a,b,c)在t时刻恰好运动到空间点(x,y,z)上，则应有xx(a,b,c,t)yy(a,b,c,t)(1-20)zz(a,b,c,t)F(x,y,z,t)f(a,b,c,t)事实上，将式(1-16)代入式(1-21)左端，即有F(x,y,z,t)Fx(a,b,c,t),y(a,b,c,t),z(a,b,c,t),tf(a,b,c,t)或者反解式(1-16),得到aa(x,y,z,t)bb(x,y,z,t)cc(x,y,z,t)将式(1-23)代入式(1-21)的右端，也应有f(a,b,c,t)fa(

14、x,y,z,t),b(x,y,z,t),c(x,y,z,t),tF(x,y,z,t)由此，可以通过拉格朗日描述推出欧拉描述，同样也可以由欧拉描述推出拉格朗日描述。3 .随体导数流体质点物理量随时间的变化率称为随体导数(substantialderivative),或物质导数、质点导数。按拉格朗日描述，物理量f表示为ff(a,b,c,t),f的随体导数就是跟随质点(a,b,c)的物理量f对时间t的导数f/t。例如，速度v(a,b,c,t)是矢径r(a,b,c,t)对时间的偏导数，r(a,b,c,t)v(a,b,c,t)(1-25)t即随体导数就是偏导数。按欧拉描述，物理量f表示为fF(x,y,z

15、,t),但 F/tF/t 并不表示随体导数，它只表示物理量在空间点(x,y,z,t)上的时间变化率。而随体导数必须跟随t时刻位于(x,y,z,t)空间点上的那个流体质点，其物理量f的时间变化率。由于该流体质点是运动的，即x、y、z是变的，若以a、b、c表示该流体质点的拉格朗日坐标，则x、v、z将依式(1-16)变化，从而f=F(x,y,z,t)的变化依连锁法则处理。因此，物理量f=F(x,y,z,t)的随体导数是(1-21)(1-22)(1-23)(1-24)DFx(a,b,c,t),y(a,b,c,t),z(a,b,c,t),t(V)F式中：D/DtD/Dt 表示随体导数。从中可以看出，对于

16、质点物理量的随体导数，欧拉描述与拉格朗日描述大不相同。前者是两者之和，而后者是直接的偏导数。4 .定常流动与非定常流动根据流体流动过程以及流动过程中的流体的物理参数是否与时间相关，可将流动分为定常流动(steadyflow)与非定常流动(unsteadyflow)。定常流动：流体流动过程中各物理量均与时间无关，这种流动称为定常流动。非定常流动：流体流动过程中某个或某些物理量与时间有关，则这种流动称为非定常流动。5 .流线与迹线常用流线和迹线来描述流体的流动。迹线(track):随着时间的变化，空间某一点处的流体质点在流动过程中所留下的痕迹称为迹线。在t=0时刻，位于空间坐标(a,b,c)处的流

17、体质点，其迹线方程为dx(a,b,c,t)udtdy(a,b,c,t)vdt(1-27)dz(a,b,c,t)wdt式中：u、vw分别为流体质点速度的三个分量；x、V、z为在t时刻此流体质点的空间位置。流线(streamline)：在同一个时刻，由不同的无数多个流体质点组成的一条曲线，曲线上每一点处的切线与该质点处流体质点的运动方向平行。流场在某一时刻dxdydzu(x,y,z,t)v(x,y,z,t)w(x,y,z,t)对于定常流动，流线的形状不随时间变化，而且流体质点的迹线与流线重合。流场中除驻点或奇点外，流线不能相交，不能突然转折。6 .流量与净通量流量(flux)：单位时间内流过某一控

18、制面的流体体积称为该控制面的流量m3/so若单位时间内流过的流体是以质量计算，则称为质量流量Qm；不加说明时“流量”一词概指体积流量。在曲面控制面上有DF(x,y,z,t)DtFxxtFuxFvyFwz(1-26)t的流线方程为(1-28)在实际Q,其单位为净通量(netflux)：在流场中取整个封闭曲面作为控制面A,封闭曲面内的空间称为控制体。流体经一部分控制面流入控制体，同时也有流体经另一部分控制面从控制体中流出，此时流出的流体减去流入的流体，所得出的流量称为流过全部封闭控制面A的净流量(或净通量)，通过式(1-30)计算：q:二vndA(1-30)A对于不可压缩流体来说，流过任意封闭控制

19、面的净通量等于0。7 .有旋流动与有势流动由速度分解定理，流体质点的运动可以分解为：(1)随同其他质点的平动；(2)自身的旋转运动；(3)自身的变形运动(拉伸变形和剪切变形)。在流动过程中，若流体质点自身做无旋运动(irrotationalflow),则称流动是无旋的，也就是有势的，否则就称流动是有旋流动(rotationalflow)。流体质点的旋度是一个矢量，通常用表示，其大小为12xyuv若=0,则称流动为无旋流动，否则就是有旋流动。与流体的流线或迹线形状无关； 粘性流动一般为有旋流动；对于无旋流动，伯努利方程适用于流场中任意两点之间；无旋流动也称为有势流动(potentialflow)

20、,即存在一个势函数(x,y,z,t),满足：Vgrad(1-32)即u，v，w(1-33)xyz8.层流与湍流流体的流动分为层流流动(laminarflow)和湍流流动(turbulentflow)。从试验的角度来看，层流流动就是流体层与层之间相互没有任何干扰，层与层之间既没有质量的传递也没有动量的传递；而湍流流动中层与层之间相互有干扰，而且干扰的力度还会随着流动而加大，层与层之间既有质量的传递又有动量的传递。判断流动是层流还是湍流，是看其雷诺数是否超过临界雷诺数。雷诺数的定义如下：VLRe-(1-34)式中：V为截面的平均速度；L为特征长度；为流体的运动粘度。对于圆形管内流动，特征长度L取圆

21、管的直径 dodo 一般认为临界雷诺数为2320,即k一(1-31)zw当Re2320时，管中是湍流。对于异型管道内的流动，/I征长度取水力直径df则雷诺数的表达式为ReVdH(1-36)异型管道水力直径的定义如下：A“、dH4-(1-37)S式中：A为过流断面的面积；S为过流断面上流体与固体接触的周长。临界雷诺数根据形状的不同而有所差别。根据试验几种异型管道的临界雷诺数如表1-1所示。1.2CFD基本模型流体流动所遵循的物理定律，是建立流体运动基本方程组的依据。这些定律主要包括质量守恒、动量守恒、动量矩守恒、能量守恒、热力学第二定律，加上状态方程、本构方程。在实际计算时，还要考虑不同的流态，

22、如层流与湍流。1.2.1基本控制方程1 .系统与控制体在流体力学中，系统是指某一确定流体质点集合的总体。系统以外的环境称为外界。分隔系统与外界的界面，称为系统的边界。系统通常是研究的对象，外界则用来区别于系统。系统将随系统内质点一起运动，系统内的质点始终包含在系统内，系统边界的形状和所围空间的大小可随运动而变化。系统与外界无质量交换，但可以有力的相互作用，及能量(热和功)交换。控制体是指在流体所在的空间中，以假想或真实流体边界包围，固定不动形状任意的空间体积。包围这个空间体积的边界面，称为控制面。控制体的形状与大小不变，并相对于某坐标系固定不动。控制体内的流体质点组成并非Revd(1-35)不

23、变的。控制体既可通过控制面与外界有质量和能量交换，也可与控制体外的环境有力的相互作用。2 .质量守恒方程(连续性方程)在流场中，流体通过控制面Ai流入控制体，同时也会通过另一部分控制面A2流出控制体，在这期间控制体内部的流体质量也会发生变化。按照质量守恒定律，流入的质量与流出的质量之差，应该等于控制体内部流体质量的增量，由此可导出流体流动连续性方程的积分形式为一dxdydz匚vndA0(1-38)tVA式中：V表示控制体，A表示控制面。等式左边第一项表示控制体V内部质量的增量；第二项表示通过控制表面流入控制体的净通量。根据数学中的奥-高公式，在直角坐标系下可将其化为微分形式：(u)(v)(w)

24、(1-39)uvw0txyz对于不可压缩均质流体，密度为常数，则有uvw0 xyz对于圆柱坐标系，其形式为vr(vr)(v)(Vz)0trrrz对于不可压缩均质流体，密度为常数，则有vrMvVz0rrrz(1-40)(1-41)(1-42)3.动量守，直方程(运动方程)动量守恒是流体运动时应遵循的另一个普遍定律，描述为：在一给定的流体系统,苴/、动量的时间变化率等于作用于其上的外力总和，其数学表达式即为动量守恒方程，也称为运动方程，或N-S方程，其微分形式表达如下：duPxxPyxPzxFbxdtxyzdvpxyPyypzyFbydtxyzdwPxzpyzPzzFbzdtxyz?11j/、.p

25、-trr.t.p-tr_-A一、-、/fj./t(1-43)是流体内AT：Fbx、Fby、Fbz”测是半以焕里加件工刑侦里刀仕二,力冏工烟”里；应力张量的分量。Pyx动量守恒方程在实际应用中有许多表达形式，其中比较常见的有如下几种。(1)可压缩粘性流体的动量守恒方程(2)常粘性流体的动量守恒方程dv2Fgradpgrad(divv)vdt3(3)常密度常粘性流体的动量守恒方程dvFgradp2vdt(4)无粘性流体的动量守恒方程(欧拉方程)dvFgradp(5)静力学方程Fgradp(6)相对运动方程在非惯性参考系中的相对运动方程是研究像大气、海洋及旋转系统中流体运动的所必dufxp2-u2u

26、vwdtxxx3xyzuvwuyyxzxzdvfyp2-v2uvwdTyyy3xyzvwuvzzyxyxdWdTfzpzz2wz23uxvywzxwxuzzvzwyz(1-44)须考虑的。由理论力学得知，绝对速度Ya为相对速度4及牵连速度Ye之和，即(1-45)(1-46)(1-47)(1-48)vavrVe(1-49)其中，vevor,v0为运动系中的平动速度，而绝对加速度aa为相对加速度a,、牵连加速度是其转动角速度，r为质点矢径。ae及科氏加速度ac之和，即aaaraPaaIec(1-50)苴中a咽d-r。I(r),ac2vrdtdt将绝对加速度代入运动方程，即得到流体的相对运动方程dv

27、r-FbdlvPac2vrdt4.能量守恒方程将热力学第一定律应用于流体运动，把式(1-51)各项用有关的流体物理量表示出来，即是能量方程。如式(1-52)所示。(E)Ui(EP)keffhjJjUj(ij)effSh(1-52)txxXij2式中：EhEU-；keff是有效热传导系数，keffkkt,其中K是湍流热传导系数，根据所使用的湍流模型来定义；Jj是组分j的扩散流量；Sh包括了化学反应热以及其他用户定义的体积热源项；方程右边的前3项分别描述了热传导、组分扩散和粘性耗散带来的能量输运。1.2.2 湍流模型湍流是自然界广泛存在的流动现象。大气、海洋环境的流动，飞行器和船舰的绕流，叶轮机械

28、、化学反应器、核反应器中的流体运动都是湍流。湍流流动的核心特征是其在物理上近乎于无穷多的尺度和数学上强烈的非线性，这使得人们无论是通过理论分析、实验研究还是计算机模拟来彻底认识湍流都非常困难。回顾计算流体力学的发展，特别是活跃的20世纪80年代，不仅提出和发展了一大批高精度、高分辨率的计算格式，从主控方程看相当成功地解决了欧拉方程的数值模拟，可以说欧拉方程数值模拟方法的精度已接近于它有效使用范围的极限；同时还发展了一大批有效的网格生成技术及相应的软件，具体实现了工程计算所需要的复杂外形的计算网格；且随着计算机的发展，无论从计算时间还是从计算费用考虑，欧拉方程都已能适用于各种实践所需。在此基础上

29、，20世纪80年代还进行了求解可压缩雷诺平均方程及其三维定态粘流流动的模拟。20世纪90年代又开始一个非定常粘流流场模拟的新局面，这里所说的粘流流场具有高雷诺数、非定常、不稳定、剧烈分离流动的特点，显然需要继续探求更高精度的计算方法和更实用可靠的网格生成技术。但更为重要的关键性的决策将是，研究湍流机理，建立相应的模式，并进行适当的模拟仍是解决湍流问题的重要途径。1 .湍流模型分类湍流流动模型很多，但大致可以归纳为以下3类。第一类是湍流输运系数模型，即将速度脉动的二阶关联量表示成平均速度梯度与湍流粘性系数的乘积，用笛卡儿张量表示为UiUj2UUjtL-kj(1-53)XjXi3模型的任务就是给出

30、计算湍流粘性系数t的方法。根据建立模型所需要的微分方程的数目，可以分为零方程模型(代数方程模型卜单方程模型和双方程模型。第二类是抛弃了湍流输运系数的概念，直接建立湍流应力和其他二阶关联量的输运方程。第三类是大涡模拟。前两类是以湍流的统计结构为基础，对所有涡旋进行统计平均。大涡模拟把湍流分成大尺度湍流和小尺度湍流，通过求解三维经过修正的Navier-Stokes方程（纳维-斯托克斯方程，简称N-S方程），得到大涡旋的运动特性，而对小涡旋运动还采用上述的模型。实际求解中，选用什么模型要根据具体问题的特点来决定。选择的一般原则是精度要高，应用简单，节省计算时间，同时也具有通用性。Fluent提供的湍

31、流模型包括：单方程（Spalart-Allmaras）模型、双方程模型（标准 k-k-模型、重整化群 k-k-模型、可实现 k-k-模型）及雷诺应力模型和大涡模拟，如图1-1所示。基于 RANS 的模圈零方程模型含多理理J包更物机2.平均量输运方程单方程模型双方程模型标准卜后模型重整化群 b 白模型可实现 be 模型雷诺应力模型大涡模拉次代算增每迭计量捅直接数值模拟wit 提供的计算模型图 1-1 湍流模型详解雷诺平均就是把Navier-Stokes方程中的瞬时变量分解成平均量和脉动量两部分。对于速度，有UiUiUi（1-54）式中：r和Ui分别是平均速度和脉动速度（i1,2,3）。类似地，对

32、于压力等其他标量，也有一（1-55）式中：表示标量，如压力、能量、组分浓度等。把上面的表达式代入瞬时的连续与动量方程，并取平均（去掉平均速度上的横线），可以把连续与动量方程写成如下的笛卡儿坐标系下的张量形式：t(U)x0(1-56)dUpdtxxjUiUjXjxi2_u,_3ijxxXXlXjUiUj(1-57)Navier-Stokes(RANS)方程。它们和瞬时Navier-Stokes方上面两个方程称为雷诺平均的程有相同的形式，只是速度或其他求解变量变成了时间平均量。额外多出来的项口山是雷诺应力，表示湍流的影响。对于密度变化的流动过程，如燃烧问题，需要采用法夫雷（Favre）平均才可以求

33、解。法夫雷平均就是除了压力和密度本身以外，所有变量都用密度加权平均。变量的密度加权平均定义如下：一r（i-58）式中：符号表示密度加权平均，对应于密度加权平均值的脉动值用表示，有“。显然，这种脉动值的简单平均值不为零，但它的密度加权平均值等于零，即0,一0。为了求解方程（1-57）,必须模拟雷诺应力项以使方程封闭。通常的方法是应用Boussinesq假设，认为雷诺应力与平均速度梯度成正比，表达式如下：UiUj2UiUiUjt-kt-ij（1-59）xjxi3xiBoussinesq假设被用于单方程模型和 k-k-双方程模型。这种近似方法好处是与求解湍流粘性系数有关的计算时间比较少。例如，在Sp

34、alart-Allmaras单方程模型中只多求解一个表示湍流粘性的输运方程；在 k-k-双方程模型中只需多求解湍动能k和耗散率两个方程，湍流粘性系数用湍动能k和耗散率的函数来描述。Boussinesq假设的不足之处是假设t是个各向同性标量，对于一些复杂流动，该条件并不是严格成立，所以具有其应用局限性。另外的近似方法是求解雷诺应力各分量的输运方程。这也需要额外再求解一个标量方程，通常是耗散率方程。这就意味着对于二维湍流流动问题，需要多求解4个输运方程，而三维湍流问题需要多求解7个方程，需要较多的计算时间，要求更高的计算机内存。在很多情况下基于Boussinesq假设的模型很好用，而且计算量并不是

35、很大。但是，如果湍流场各向异性很明显，如强旋流动以及应力取得的二次流等流动中，求解RSM模型可以得到更好的结果。3.常用湍流模型简介1）单方程（Spalart-Allmaras）模型单方程模型求解变量是v,表征出了近壁（粘性影响）区域以外的湍流运动粘性系数。v的输运方程为dv1、vvGv(v)Cb2-Yvdtvxjxjxj式中：Gv是湍流粘性产生项；K是由于壁面阻挡与粘性阻尼引起的湍流粘性的减少；v和Cb2是常数；v是分子运动粘性系数。_3湍流粘性系数tv%,其中，fv1是粘性阻尼函数，定义为fv13,-O3Cv13v而湍流粘性产生项Gv模拟为GvCb1Sv,其中SSv-fV2,31k2d21

36、fv1(1-60)是常数，d d 是计算点到壁面的距离；S S2 22,2,ij1 1-uj-ul。在Fluent软件中,2Xixj考虑到平均应变率对湍流产生也起到很大作用，S|j|CpNmin(0,|Sj|j|),其中，Cprod=2.0,? ?ij? ?QWQW，?S?Sj? ?炳 SfSf，平均应变率Sj二三工。2xXj在涡量超过应变率的计算区域计算出来的涡旋粘性系数变小。这适合涡流靠近涡旋中心的区域，那里只有“单纯”的旋转，湍流受到抑止。包含应变张量的影响更能体现旋转对湍流的影响。忽略了平均应变，估计的涡旋粘性系数产生项偏高。261/6湍流粘性系数减少项Yv为YVCw1fw-,其中，f

37、wg1Cw6,dg6Cw3VgrCw2(r6r),r,CWI、Cw2、Cw3是常数，在计算r时用到的S文平均应变Skd率的影响。上面的模型常数在Fluent软件中默认值为Cb10.1335,Cb20.622,v2/3,CVI7.1，CWIM/k2(1Cb2)/v,Cw20.3,Cw32.0,k0.41k0.41。2)标准 k-k-模型标准 k-k-模型需要求解湍动能及其耗散率方程。湍动能输运方程是通过精确的方程推导得到的，但耗散率方程是通过物理推理，数学上模拟相似原形方程得到的。该模型假设流动为完全湍流，分子粘性的影响可以忽略。因此，标准 k-k-模型只适合完全湍流的流动过程模拟。标准 k-k

38、-模型的湍动能k和耗散率方程为如下形式：dk_t_kkXiGkGbYM(1-61)dtXddtX_t_XCI-(GkkC3GJ3bC22k(1-62)Gk表示由于平均速度梯度引起的湍动能产生，Gb表示由于浮力影响引起的湍动能k2YM表示可压缩湍流脉动膨胀对总的耗散率的影响。湍流粘性系数tC一。在Fluent中，作为默认值常数，G=1.44,C?=1.92,C30.09,湍动能k与耗散率的湍流普朗特数分别为k=1.0,=1.3。3)重整化群 k-k-模型重整化群k-模型是对瞬时的Navier-Stokes方程用重整化群的数学方法推导出来的模型。 模型中的常数与标准k-k-模型不同，而且方程中也出

39、现了新的函数或者项。其湍动能与耗散率方程与标准 k-k-模型有相似的形式：式中:产生;dkdt()(keff)XGkGbYM(1-63)ddt2(eff)qGk(GkC3Gb)C2R(1-64)Gk表示由于平均速度梯度引起的湍动能产生，Gb表示由于浮力影响引起的湍动能YM表示可压缩湍流脉动膨胀对总的耗散率的影响，这些参数与标准 k-k-模型中相同。分别是湍动能k和耗散率的有效湍流普朗特数的倒数。湍流粘性系数计算公式2kV-=1721dv,其中，Veff/,Cv100。对于前面方程的积分，可V31Cv以精确到有效雷诺数（涡旋尺度）对湍流输运的影响，这有助于处理低雷诺数和近壁流动问有意思，和标准

40、k-k-模型的半经验推导给出的常数C0.09非常近似。在Fluent中，如果是默认设置，用重整化群 k-k-模型时是针对的高雷诺数流动问题。如果对低雷诺数问题进行数值模拟，必须进行相应的设置。该模型适合的流动类型比较广泛，包括有旋均匀剪切流、自由流道流动和边界层流动。对以上流动过程模拟结果都比标准现 k-k-模型对圆口射流和平板射流模拟中，能给出较好的射流扩张角。双方程模型中，无论是标准 k-k-模型、重整化群 k-k-模型还是可实现 k-k-模型，三个模型有类似的形式，即都有k和的输运方程，它们的区别在于：计算湍流粘性的方法式中:产生;k和题的模拟。对于高雷诺数，上面方程可以给出:k2tC,

41、C0.0845。这个结果非常4）可实现可实现 k-k-k-k-模型模型的湍动能及其耗散率输运方程为dkdtxGkGbYM(1-65)式中：C1maxddtxXiC1sC2=k.vC1芳3Gb(1-66)0.43,5Sk/在上述方程中，Gk表示由于平均速度梯度引起的湍动能产生，引起的湍动能产生；YM表示可压缩湍流脉动膨胀对总的耗散率的影响;Gb表示由于浮力影响CDC1是常数;k和分别是湍动能及其耗散率的湍流普朗特数。在G=1.44,C2=1.9,k=1.0,=1.20Fluent中，作为默认值常数,该模型的湍流粘 T T 系数与标准 k-k-模型相同。不同的是，粘性系数中的C不是常数,1.1而是

42、通过公式计算得到C匚一，其中，UAAsUSjSjQjQj,Qj=Qj2ijkk,jkk,ij表示在角速度k旋转参考系下的平均旋转张量率。模型常数4.04,As1一arccos34Sjk&i(V6W)，式中WSjuxj。从这些式子中发现,C是平均应变率与旋度的函数。在平衡边界层惯性底层,可以得到C0.09,与标准 k-k-模型中采用的常数一样。（射流和混合层卜腔k-k-模型的结果好，特别是可实不同；控制湍流扩散的湍流普朗特数不同；方程中的产生项和Gk关系不同。但都包含了相同的表示由于平均速度梯度引起的湍动能产生Gk,表示由于浮力影响引起的湍动能产生Gb;表示可压缩湍流脉动膨胀对总的耗散率

43、的影响匕。湍动能产生项-UjGkqUj-(1-67)XGbgi-(1-68)PrtXi浮力引起的湍动能产生项变为5)雷诺应力模型雷诺应力模型(RSM)是求解雷诺应力张量的各个分量的输运方程。具体形式为(UiUj)(UkUiUj)UiUjUkp(kjUiikUj)tXkXkUjUiUiUjUiUkUjUk(giUjgjUi)(1-70)XkXkXkXkUiUjUiUjp22k(UjUmikmUiUmjkm)XjXiXkX0时，流体沿问题演变为纯对流问题。一般在中心差分格式中,将式(1-101)代入方程(1-100),有x方向流动，当 PePe 数很大时，对流-扩散PePe2的要求。对于瞬态问题用

44、有限体积法求解时，在将控制方程对控制体积作空间积分的同时，还必须对时间间隔 t t 作时间积分。对控制体积所作的空间积分与稳态问题相同，这里仅叙述对时间的积分。将方程（1-105）在一维计算网格上对时间及控制体积进行积分，有(-u-dVdtXSdVdtV改写后，有式中：A是图1-2中控制体积P的界面处的面积。在处理瞬态项时，假定物理量在整个控制体积值（PP）/t来表示/to源项也分解为线性方式按中心差分格式通过节点处的值来表示，则有(PP)V:(u)eAe-E(u)wAwPdtt22(1-108)ttEPPWtt_teA-一pwAw-Wdtt(ScSpp)Vdtt(x)e(X)Wt假定变量p对

45、时间的积分为tt0tpdtfp(1f)pt(1-109)式中：上标0代表t时刻；p是时刻的值；f为0与1之间的加权因子，当f=0时，变量取老值进行时间积分，当f=1时，变量采用新值进行时间积分。将P、E、W及SCSpP采用类似式（1-109）进行时间积分，式（1-108）可写成0VPEWP（Pp）f（u）eA（U）WAwt220000(1f)(叱、(u)wAwf(ScSpp)(1f)(ScSp0)V整理后得(1-106)dVdt)dttdVt(A)(uA)/tA匕dXeA匕dxwdttSVdt(1-107)P上均具有节点处值p,并用线性插SScSppo对流项和扩散项的值eAeEP(x)e(1-

46、110)(1f)eA00EP(x)ewAw00PW(x)W(x)wVf(U)eA(u)wAwf上(X)e-wAwfSPVP(x)W(u)wAwwAw(X)WfW(1f)WeA(X)eU)eAe2fE(1f)E(1-111)(1f)eA(UA(X)e(1f)(u)wAw(u)wAw(1f)SPV同样引入稳态中关于符号D的定义,并将原来的定义作一定扩展,即乘以面积A,有FwDwU)wAw,FewAwp.,DeX)w(U)eAeA(X)e(1-112)将式(1-112)代入方程(1-111),V一f(DetDw)FeFwfSPDwf(1f):Fe2f(1f)E(1-113)VT(1f)DeFe2(1

47、f)DwFw2(1f)SPVSCV同样也像稳态问题引入aP、aW和aE，式（1-113）变为式中:aPPaWfW(1f)waEfE(1f) :(1f)DeFe(1f)DwFw2(1f)SpV(1-114)SCVaP0aPDwaEDe0aPf(aEFw2Fe2VtaW)f(FeFw)fSPV(1-115)根据f的取值，瞬态问题对时间的积分有几种方案，当f=0时，变量的初值出现在方程(1-114)的右端，从而可直接求出在现时刻的未知变量值，这种方案称为显式时间积分方案。当0f1时，现时刻的未知变量出现在方程(1-114)的两端，需要解若干个方程组成的方程组才能求出现时刻的变量值， 这种方案称为隐式

48、时间积分方案。 当f=1时， 就成为了全隐式时间积分方案了。 当f=1/2时，称为Crank-Nicolson时间积分方案。进一步将一维问题扩展为二维与三维问题。在二维问题中，计算区域离散如图示。发现只是增加第二坐标y,控制体积增加的上下界面，分别用n(north)和s(south)表示,N和S。在全隐式时间积分方案下的二维瞬态对流-扩散问题的离散方aPPaWWaEEaNNaSSb式中:三坐标z,控制体积增加的前后界面，分别用t(top)和b(bottom)表示，相应的两个邻点记为T和Bo在全隐式时间积分方案下的三维瞬态对流-扩散问题的离散方程为aPPaWWaEEaNNaSSaTTaBB式中：

49、apap0aEaWa$aN(F,Fw)(F“F)(FtFb)SPVaWDwmax(0,Fw)aEDemax(0,Fe)aSDsmax(0,Fs)aNDnmax(0,Fn)aTDtmax(0,Ft)aBDbmax(0,Fb)00_VaPPbSCVaP:CPP1-4所相应的两个邻点记为程为在三维问题中,aPaEasaNaP0apDwDeDsDnSCaEaWaSaN(FeFw)(FnFs)SPVmax(0,Fw)max(0,Fe)max(0,Fs)max(0,Vt0VaPFn)计算区域离散如图(1-117)0P1-4所示(两个方向的投影)。在二维的基础上增加第(1-118)(1-119)图 1-41

50、.3.3有限体积法中常用的离散格式1 .常用的离散格式有限体积法常用的离散格式有：中心差分格式、一阶迎风格式、混合格式、指数格式、乘方格式、二阶迎风格式、QUICK格式。各种离散格式对一维、稳态、无源项的对流-扩散问题的通用控制方程(1-120)均能得到式(1-121)的形式。对于高阶情况如式d(u)dddxdxdxaPPawWaEEaPPaWWaWWWWaEEaEEEE式中，对于一阶情况，aP3WaE(FeFw),对于二阶情况，aPaW(FeFw),其中系数aW和aE取决于所使用的离散格式(高阶还有awW和aEE)。为了便于比较和编程计算，将各种离散格式的系数总结于表1-2中。表 1-2 不同离散格式下系数aW和aE的计算公式离散格式系数aW系数aE中心差分格式DwFw2DJ-e2一阶迎风格式Dwmax(Fw,0)Demax(0,Fe)混合格式maxFw,Dw3,02maxFe,DeF,0ee2指数格式Fwexp(Fw/Dw)exp(Fw/Dw)1Feexp(Fe/De)1续表离散格式系数aw系数aE(1-122)所示。(1-120)(1-121)(1-122)aEaWWaEE控制体积边界节点控制体积边界节点乘方格式Dwmax0,(10.1|Pe|)3maxFw,0Demax0,(10.1|Pe|)3maxFe,0二阶迎风