双轴椭球体赛艇分离流动的cfd分析

双轴椭球体赛艇分离流动的cfd分析

依靠低碳反应的飞机正在崛起。作为平流层平台的飞艇可以实现无线通信、空间观测、大气测量以及军事侦查等目的,因此平流层飞艇由于其军用和民用的重要价值,近年来其研究进入了快速发展的时期。飞艇是一种细长回转体,虽然几何形状简单,但在大攻角下的绕流问题却非常复杂,包括由物面卷起的三维边界层分离流动和在旋成体背风面形成的集中旋涡流动。影响流场的参数众多,目前已经发现影响回转体背涡流场流动的因素主要有:头部形状、攻角、来流速度、湍流度等。这些因素彼此之间相互诱导、作用形态非常复杂,使得人们对于其背涡的形成机理、流场结构、发展及演变特性等的研究变的更加困难。分离流动和漩涡的运动使飞艇绕流流场发生重大变化,从而影响飞艇的气动特性,因此是飞艇设计须考虑的重要因素。飞艇的气动力计算和分析对飞艇有效的控制操作、稳定性分析、合理的设计等方面起着重要的作用,因此对于作为各种用途的低成本平台的平流层飞艇,研究其气动特性具有十分重要的意义。在回转体绕流的研究中,前人做了很多的工作,但对边界层的处理大有不同。Lutz等人把边界层分为层流区,过渡区和湍流区做风洞试验和数值模拟来研究Lotte飞艇的流动分离问题;Emre和Lyle采用非结构网格Reynolds应力模型研究湍流状态下6:1椭球体绕流的流动分离问题;侯国祥等用了对计算弯曲流动(流线曲率大)较弱的标准k-ε湍流模型对某回转体做了三维绕流数值计算。本文用计算流体力学(CFD)方法数值模拟平流层双轴椭球体飞艇绕流的流动情况。运用FLUENT软件,采用基于压力的SIMPLE算法,较好的处理边界层和带有分离流动的Realizablek-ε的湍流模型,求解三维不可压雷诺平均N-S方程。根据计算结果和特性曲线图分析平流层双轴椭球体飞艇绕流流动的流动特性,分离流动以及背部漩涡的变化。从而为飞艇的设计提供重要依据,对提高飞艇的性能非常重要。1厚度比和横截面尺寸艇身是飞艇的主要组成部分,其外形决定了飞艇阻力的大小。本文飞艇外形采用英国国家物理实验室提出的NPL低阻力系数艇体,沿着飞艇艇身对称轴的横截面由两个椭圆组成,前半个椭圆的长轴为a,短轴为b,后半个椭圆与前半个椭圆公用一个短轴,长轴为√2a2√a。飞艇艇体的阻力是随厚度比(d/l)变化的。本文飞艇的厚度比由Young给出的理论数据和Hoerner给出的实验证据得出。飞艇的厚度比(d/l)取0.20。本文选用艇身长为200m,横截面最大直径为40mNPL型飞艇。飞艇的体积167551.5m3。2控制方程的求解本文运用CFD软件Fluent6.3对平流层飞艇绕流的流动情况进行了数值模拟计算。应用Fluent中的Gambit前处理器,采用结构化网格对计算域进行网格划分;在Fluent软件中使用耦合隐式求解器求解三维的稳态的控制方程组。飞艇所处的平流层大气的密度和运动粘度分别为0.08803kg/m3和1.614×10-4m2/s。采用SIMPLE算法进行压力-速度耦合,动量方程、湍动能k方程和湍动能耗散率ε方程先采用一阶迎风格式,等迭代计算到基本收敛时将一阶精度的计算结果作为二阶精度的初场进行迭代,最终达到收敛。分别计算了0°,5°,15°,30°,40°,45°攻角下来流速度为30m/s,40m/s的三维稳态流动。2.1维温度定义对三维不可压缩粘性流体的稳态湍流流动,采用RANS方程连续方程∂ui∂xi=0∂ui∂xi=0动量方程uj∂ui∂xj=-∂pρ∂xi+∂∂xj(ν∂ui∂xj-¯u´iu´j)式中xi,xj(i=1,2,3;j=1,2,3)为三维笛卡儿坐标;ρ为流体密度,p流体压力,ν为流体的运动粘度。为了使方程组进行封闭,引入k-ε湍流模型,因为标准k-ε模型用于强旋流或带有弯曲壁面的流动时,会出现一定失真,故采用k-ε的改进方案Realizablek-ε湍流模型,它已被有效的用于模拟边界流动,以及带有分离的流动等。2.2建立实体型网格为了比较精确地模拟飞艇的绕流流动情况,在距离坐标原点1200m处的空间范围内采用贴体O型网格。在近壁区采用精密的六面体网格,在边界层上布置15～20层边界层网格,网格在物面附近和尾部区进行加密,使能够准确的捕捉到飞艇的流动分离情况。网格如图(1)所示。2.3米平流层计算表压FLUENT提供的压力远场边界条件,只用于可压流动,气体的密度通过理想气体定律计算。对于该不可压流动的非理想气体流动问题,本文将计算区域的边界条件分为进口边界条件、出口边界条件、壁面边界条件和控制域边界条件。进口边界条件:为速度进口,u=U∞,ν=w=0,其中U∞为来流的速度。出口边界条件:为压力出口,∂P/∂x=0。设定操作压力为20千米平流层中的压力Pop=5475.21Pa,表压为Pgauge=0,根据公式Pabs=Pop+Pgauge,则绝对压力为Pabs=5475.21Pa。壁面边界条件:采用无滑移边界条件。近壁区域采用壁面函数法,即不对粘性影响比较明显的区域(粘性底层和过渡层)进行求解,而是用一组半经验公式(即壁面函数)将壁面上的物理量与湍流核心区内的相应物理量联系起来。控制域边界条件:控制域边界采用壁面无滑移边界条件。为了保证计算精度要求,选取与飞艇不同的距离的控制域边界进行网格适应。最后控制域的边界取在距离中心坐标为飞艇横截面最大直径d的76倍处。3压力系数分布为了保证本文计算方法的可靠性和可行性,列举下面两个算例进行验证。算例1计算了长短轴比为6:1的椭圆回转体的绕流问题,本算例中雷诺数为6.5×106,攻角为30°,马赫数0.1322。计算了对称面上(z=0)的压力系数的分布。经过和文献中实验数据的比较,从图(2)可以看出本文的计算结果和实验相一致。算例2来自参考文献提供的飞艇外形LOTTE。LOTTE的体积为109m3,长度为16m,最大直径为4m,体积雷诺数为3.9×105,攻角为20°。图(3)给出了本文计算出的沿飞艇轴线2个艇体截面周向表面压力系数线,可以看出本文的计算结果和文献中数据吻合的很好。4计算与分析4.1攻角对阻力系数cdv的影响图(4)为经计算得出的来流速度分别为30m/s和40m/s下,阻力系数随攻角变化图。我们发现,在给定来流速度的情况下,体积阻力系数CDV随着攻角α的增大而增大,这是因为随着攻角α的增大,飞艇上表面的压力分布发生变化,逆压梯度增大,出现边界层分离。而分离后的倒流和由边界层分离形成的尾迹会影响外场流动。把外流向外排挤,改变了外部势流的速度分布,从而使分离区的压力下降,在物体的尾部形成低压区,它不能抵消迎流面驻点附近的高压,分离的结果造成了物体的压差阻力。攻角越大,分离区域越大(或尾迹越宽),压差阻力就越大,从而造成了体积阻力系数CDV的增大。从图中还发现在攻角从0°至20°的过程中,曲线斜率较小,而从攻角20°至45°的变化过程中,曲线斜率很大。在两个不同来流速度下,阻力系数CDV随攻角变化的曲线斜率大致相同。这说明在相同来流速下攻角从20°到45°的变化过程中,阻力系数增大较多。4.2摩擦阻力系数对称面分布表面摩擦阻力计算结果往往对物体表面附近的网格依赖性较大。本文在应用壁面函数法的时候为了使流动处于对数律层,验证了y+的值。根据文献当与壁面相邻的控制体积的节点满足30<y+<300时,这时速度沿壁面法线方向呈对数律分布,即u+=u/uτ。其中,κ为Karman常数,B和E是与表面粗糙度有关的常数。y+=Δyρuτμ=Δyν√τωρ其中u是流体的时均速度,uτ是壁面摩擦速度uτ=(τω/ρ)12‚τω是壁面切应力,Δy是到壁面的距离。由文献可知,在大部分情况下,表面摩擦阻力的最小值的位置接近流动的分离点的位置(一般在分离点的下游),而最大值的位置接近附着点的位置,结合飞艇其它气动特性可以进行物体表面的分离流的结构分析。图(5)给出了来流速度为30m/s,攻角分别为15°,30°,45°时沿飞艇轴线6个艇体截面周向表面摩擦阻力系数分布图,位置分别为X/L=0.139,0.389,0.539,0.689,0.839,0.989。从图中可以很清楚地看出伴随流动沿飞艇轴线向下游发展时,各截面表面摩擦阻力系数分布关于对称面交错变化的情况。从图(5)六个图可以看出,各条摩擦阻力系数线沿艇体周向180°基本对称分布,说明在不同的攻角下,飞艇左右两侧的流场分布是基本对称的。由图(5(b))在X/L=0.389处,攻角为30°的曲线在飞艇艇身的背部左半侧(90°～180°)有一个局部极小值,位置为146°。这是因为,攻角为30°时飞艇在X/L=0.389截面处存在流动分离,从图(7)飞艇绕流的表面极限流线图可以得出,在此处的分离流动属于开式分离,该分离是在横向负压梯度为主的条件下形成的。攻角为45°的曲线在此区域也出现了局部极小值,只是极小值点出现的位置为更远离背风面顶点的135°,说明45°攻角时分离流动的区域在横向上比30°大。攻角为45°的曲线上隐约出现了第二个局部极小值,位置为148°。结合图(7)飞艇绕流的表面极限流线图,可以得出45°时X/L=0.389截面处将有二次分离发生的迹象。由(图5(c))在X/L=0.539处,攻角为45°的曲线在(90°～180°)有两个极小值,说明攻角为45°时在X/L=0.539的截面处,存在着二次分离。攻角为30°的曲线在此区域也同样出现了局部极小值,只是各个计算攻角下分离流动的区域在横向上比X/L=0.389截面都变大了。当流动发展到X/L=0.689时(图5(d)),攻角为30°的曲线也出现了两个局部极小值,位置分别为127°和151°。结合图(7)可知在此位置攻角15°时飞艇也发生了开式分离,但分离点的位置相对与30°,45°攻角曲线更靠近背风顶点。表明飞艇在X/L=0.689截面处,各个计算攻角下都发生了开式分离流动,并且分离流动的横向距离随攻角的增大而增大。在X/L=0.839截面,图(5(e))与X/L=0.689截面表现出几乎相同的规律,变化不大,处于分离流动的稳定发展区。图(5(f))为飞艇X/L=0.989截面的周向表面摩擦阻力系数分布图,与前5个截面相比,曲线有了很大的变化。攻角30°和45°曲线在飞艇背部左半侧(90°～180°)和右半侧(180°～270°)表面摩擦阻力系数很低。这是因为在X/L=0.989截面处不仅发生了开式分离流动,而且还出现了闭式分离,该处的分离非常严重。需要指出的是表面摩擦阻力系数的最小值的位置不一定代表着流动的分离。如图(5(a))三条摩擦阻力系数线和图(5(b))、图(5(c))15°攻角下的摩擦阻力系数线在飞艇背部左半侧(90°～180°)之间都有一个极小值点,但是根据图(7)、(8)和(9)可知在该位置并没有流动分离。同样表面摩擦阻力系数最大值的位置也不一定是流动的附着点的位置。如飞艇的背风面的顶点为附着点,而在图5(b)(c)(d)中却表现为局部极小值。4.3压力系数的特性为了更好地研究不同攻角下的飞艇背部的分离流动特点,图(6(a)、(b))分别给出了流动速度为30m/s,攻角为30°、45°下的X/L=0.389,0.539,0.839三个截面周向压力系数分布图。利用分离区压力系数比较平坦这个特征可以定性地判断是否存在分离及分离发生的位置。从(a)(b)图中看出在X/L=0.389,0.539截面处周向压力系数在大约90°时处于最低点,在压力系数极小点后,直到分离点附近,流体开始面临逆压梯度。在分离点后,可以看到压力系数有另一个极小值,值得注意的是此处的极小值并不是二次分离点的位置,它是流体从背风区对称线向90°回转角方向流动的过程中形成的。而由极小值点之后的逆压梯度导致了二次分离的发生。从图(6(a)(b))中可以很清楚地看出在相同的攻角下伴随流动沿飞艇轴线向下游发展时,分离流动的区域在横向截面上变大了(压力系数的平坦区变长);随着攻角的增大,在相同的横截面上横向分离越严重,也与图(5)的结果相对应。4.4横向分离流动相结合的未固结果模型图(7(a)、(b)、(c)、(d)、(e)、(f))给出了飞艇在各个不同攻角下的飞艇绕流的表面极限流线图,其中图7(a)、(b)、(c)、(d)分别为飞艇在15°,30°,40°,45°攻角下表面的俯视极限流线图,(e)、(f)分别为飞艇在0°和5°攻角下尾部附近放大后的表面极限流线图。图7((a)、(b)、(c)、(d)下的飞艇处于开式分离,图中S1,S2分别代表着主分离线和二次分离线;A1,A2分别表示附着线和再附着线。为了更好的观察横向分离,X/L=0.139,0.389,0.539,0.689,0.839,0.989六个横截面的位置已在图中标出。通过观察可以得出各个不同攻角下的横向分离流动有以下几点不同:(1)分离线的起始点位置。随着攻角的增大分离线的起始点位置向上游移动。(2)二次分离线。处于15°攻角和30°,40°,45°下攻角的飞艇最大的不同是,在15°攻角时,无二次分离线。因横向主分离,边界层流体卷起形成横向主涡。随着攻角的增大,横向主涡在向下游发展的过程中,由于涡量不断由边界层卷入,涡强增大,诱导产生二次分离。(3)分离线的位置。当攻角为15°时,两条主分离线的位置明显靠近艇体背风面的对称线。随着攻角的增大,分离线的位置逐渐的远离背风面对称线。说明攻角越大,横向分离的距离越大。如图(e)、(f)所示,在攻角0°,5°的飞艇后部出现轴对称的闭式分离区。该分离是由于流体受到纵向壁面摩擦力和逆压梯度的阻滞而形成的。闭式分离线以奇点为起始点,形成了来流区和分离区的分界线。4.5多截面试验会群中接收点数量与形态变化的关系图(8