前兆场特性

前兆场特性（共4篇）

前兆场特性 篇1

1 引言

随着电磁发射技术的日趋成熟,其在科学实验、航空航天等诸多领域中扮演越来越重要的角色[1,2,3]。电磁轨道发射系统利用流经轨道-电枢的电流所产生的磁场与流经电枢的电流之间相互作用的电磁力加速电枢至超高速[4]。在电磁发射运行过程中,存在着电、热和力多场耦合作用[5]。实验中发现发射装置中的绝缘支撑结构破坏频发,尤其在重复发射过程中。由于电磁发射过程复杂,绝缘支撑结构的性能受到多种因素的影响。目前国内外针对绝缘支撑结构绝缘性能的研究涉及较少,早期的研究人员将研究重点放在发射装置绝缘材料的选择和评估[6,7]、使用等离子体电枢发射器时如何减少绝缘侧壁烧蚀的措施[8,9,10]以及方口径发射器绝缘侧壁的金属沉积[11,12,13]等方面,在数值计算上主要针对轨道及电枢的瞬态温度分析[14,15]。本文通过对实验用电磁发射装置建立简化二维模型,运用有限元分析方法,仿真计算得到发射装置绝缘支撑结构的电磁场、温度场及应力场多场耦合特性。

2 多场耦合计算

2.1 理论及模型

电磁发射装置横截面二维简化模型如图1所示。发射装置口径尺寸为10mm×10mm;轨道的横截面为矩形,宽20mm,厚为6mm,材料为紫铜;绝缘支撑结构包括两块绝缘压板和两块绝缘支撑板,材料均为玻璃钢,整个装置通过两排预紧螺栓连接并进行预紧。在构建模型时,为了更好地进行磁场计算,在整个模型外围包上圆形空气域。鉴于整个模型结构的对称性,故只选取左上1/4模型进行分析计算,如图2所示。

运用有限元方法求解轨道电磁场参数的理论基础是麦克斯韦方程,由麦克斯韦方程推导出A-法表示的磁场控制方程[16]为:

式中,A为磁矢势;Ф为标量电位;σ为材料的电导率;μ为材料的磁导率。这里主要考虑二维模型,忽略电枢速度的影响。在求出磁场后,根据场参数之间的关系求得电流密度J与磁感应强度B等参数,再将由电流密度表示的热源Q,导入到热传导方程中,即

式中,ρ为材料的密度;Cp为定压比热;k为材料的导热系数;T为温度。这里的热源主要考虑电流流过导体产生的焦耳热,由于轨道与绝缘支撑结构相接触,轨道内部电流作用产生的热量通过热传导会对绝缘支撑结构产生影响。同时由电流密度J与磁感应强度B可得载流导体所受的洛仑兹力为:

式中,V为轨道所在积分域。发射装置两轨道由于流过反向的脉冲电流而产生相互排斥的作用力,绝缘支撑结构同时受到轨道电动力和螺栓预紧力的作用,为了得到发射装置各装配结构之间的作用关系,研究绝缘支撑结构瞬态应力分布状态主要基于以结点位移为未知量的运动微分方程[17]:

结合相应的几何方程和本构关系:

式中,u为位移;ρ为质量密度;c为阻尼系数;f为力载荷;σ为应力;ε为应变;D为弹性矩阵;L为微分算子,其表达式为:

本文采用有限元软件COMSOL Multiphysics进行求解,在计算时,外围空气域正常网格剖分,而电磁发射装置需要局部加密剖分。

2.2 边界条件设置

在计算磁场时,边界S1可认为无穷远,故设置A=0;边界S2为两轨道对称轴,由于两轨道中电流的大小相等,方向相反,且磁矢势A与电流同向,所以设置A=0;由于磁场与边界S3垂直,所以设置S3为A/n=0;对于整个计算域A初始值设为零。在热传导模块求解时,对于装置所在边界S4、S5均设为对称边界,整个计算域温度初值设为T=293.15K。在磁场模块中求解电磁力之后,将计算结果作为力载荷导入到固体力学模块实现耦合。在运用结构力学模块计算时,需运用装配体模型分析得出各个部件之间的接触关系,其中装置所在边界S4、S5设为对称边界,螺栓预紧处设为固定约束,整个计算域u的初始值设为零。

在计算时施加在轨道中的脉冲电流波形如图3所示。峰值电流为165k A,脉宽约1ms。计算时所用到各材料物理参数如表1所示。

3 计算结果及分析

由于轨道的激励电流为脉冲电流,电流大小随时间变化且作用时间极短,所以导体内电流密度的分布会受到趋肤效应的影响而产生不均匀分布。图4为t=0.1ms,0.5ms,1ms时刻的轨道横截面电流密度分布。可以看出瞬态电流在轨道横截面的分布特点。在电流作用初始阶段,电流扩散具有明显的趋肤效应,轨道表面的电流密度高于轨道内部,电流更趋向于集中在轨道右边缘,也就是说趋向于分布在两轨道的内表面边缘。随着时间推移,电流逐渐由轨道表面向轨道内部扩散,以t=1ms时刻为例,轨道电流密度逐渐趋向于均匀分布。

图5为轨道和局部绝缘板表面在t=10ms和1时的温度分布。可以看出绝缘板的高温区域主要集中在与轨道相接触的表面上,并且从t=10ms到t=1s时刻,轨道的温度逐步趋于均匀分布,而绝缘板的高温仅分布在表面边缘,这是因为与轨道相比,绝缘材料的导热系数极低(轨道和绝缘板的导热系数分别为400W/(m·K)和0.88W/(m·K),热量在绝缘板中扩散十分缓慢,1s扩散不到1mm。绝缘板的温度范围在295~305K之间,温升大约在10K左右,可知轨道的热效应对绝缘板的影响很小。

图6为绝缘支撑结构1ms时在螺栓预紧力和轨道电动力共同作用下的应力分布和变形情况。从整体上看,绝缘压板受力远大于绝缘支撑板,绝缘支撑板基本不受力,最大应力出现在绝缘压板螺栓预紧内侧,其值为98MPa,远远小于玻璃钢材料的强度极限350MPa,同时绝缘压板拐角处也是相应的高应力区。仿真结果表明,在电磁发射过程中轨道的冲击力并没有对绝缘板产生很大影响。

4 结论

本文通过仿真计算得到发射装置绝缘支撑结构的温度及应力分布特点,发现轨道的热效应及冲击力在电磁发射过程中对绝缘支撑结构的影响很小。在电磁发射实验中发现发射装置膛内过程极其复杂,所以分析引起绝缘板破坏的因素应重点关注电弧烧蚀、金属沉积等一系列膛内主导因素。本文可为后续进一步研究发射装置绝缘破坏提供理论依据。

碳纳米管的场发射特性的数值模拟 篇2

自从1991年Iijima等在英国《自然》杂志发表了关于多壁碳纳米管的研究之后, 碳纳米就吸引了世界上很多研究小组的兴趣, 研究内容涵盖了从基础理论到科技应用前景的广大领域[1]。由于碳纳米管具有低维度使得他们拥有很多独特的物理属性, 这使得他们具有广泛的应用前景。在实验室中, 人们已经使用碳纳米管制作出很多的原型纳米器件。因此, 理解这些新奇物理属性以及他们对于纳米器件的影响是必要的。

人们在实验中已经证实了碳纳米管非常适合于场发射方面的应用, 这和它们的一些独特的物理性质有关, 如小尺度, 高纵横比, 高温稳定性, 良好的导电性以及结构强度等。人们已经利用碳纳米管优越的场发射属性做出了一些原型器件, 这些器件包括X射线管[2], 扫描X射线源[3], 平面显示器等[4,5,6]。使用碳纳米管的器件之所以具有优秀的发射特性, 是由于碳纳米管具有很低的功函数和在其表面形成的高局域电场, 通过隧道效应电子可以比较容易穿过势垒而逸出表面, 形成场发射电子。

目前, 人们已经可以在衬底上以指定的高度、半径、间距等生长碳纳米管。但是人们还没有完全理解电子发射的精确过程。关于电子发射过程更深一步理解的研究主要集中在实验和数值模拟上[7,8]。长期以来人们认为当临近的发射体的间距大于他们高度的两倍时, 场屏蔽效应是可以忽略不计的[9]。本文中我们通过对一个理想的无限长一维碳纳米管阵列进行了二维的数值模拟, 并探讨了碳纳米管的几何结构对于其场发射性能的影响。

1 模型与方法

在本文中我们通过使用有限元方法 (FEM) 对拉普拉斯方程求解来实现对碳纳米管的二维数值模拟, 使用这种方法使得我们可以得到碳纳米管表面任意一点的电势和电场。图1给出了一维碳纳米管阵列的示意图。在我们的计算模型中, 碳纳米管被处理为良导体。排成一列的碳纳米管具有统一的高度h和半径r, 其尖端被处理成球形, 碳纳米管被放置在接地的阴极上, 阳极和阴极的距离为D。碳纳米管之间的距离是均匀的, 间距用d表示。

在计算中我们取碳纳米管的高度为1μm, 半径为2nm;这些参数和前人的工作相同[10], 以便于进行比较。理论分析表明电场在碳纳米管的尖端附近比较集中, 这种电场增强效应和碳纳米管的尖端几何结构有关, 通常用场增强因子β来定量表示。碳纳米管的半径越小, 场增强因子越大;反之亦然。

2 计算结果与分析

我们使用了一个简单的二维模型计算了一个包含3个碳纳米管的阵列, 碳纳米管之间的距离为0.5μm, 均匀分布在一条直线上。图2中给出了计算得到相应的的电场分布。图中的实线表示等势线, 背景中的表面图代表电场强度的大小。阳极距离碳纳米管发射极较远, 因此它对电场分布的影响较小, 并且可以认为对各个碳纳米管发射极效果相同。我们的计算结果显示, 居于中心的碳纳米管附近的电场要比外边两个碳纳米管的电场弱, 这点可以用静电场的屏蔽效应解释。在图2中我们可以清楚的看到电场的屏蔽效应是很明显的。Nilsson等人通过二维数值模拟研究了碳纳米管的点场屏蔽效应, 得出的结论是当碳纳米管之间的距离是其高度的两倍时, 总的电场屏蔽效应最小, 碳纳米管的场发射表现最优[10]。Smith等人做的三维模拟结果认为二维模拟低估了电场屏蔽效应, 最优的间距应该是高度的3倍[11]。

一维碳纳米管阵列的示意图, 碳纳米管的高度为h, 半径为r, 碳纳米管放置在接地的阴极上, 阳极和阴极的距离为D

计算得到的电场分布, 实线表示电场等势线, 表面图则表示电场强度的大小

为了得到电场屏蔽效应和碳纳米管间距的关系, 我们使用有限元方法结合周期性边界条件对一维碳纳米管阵列进行了数值模拟。在我们的计算中, 碳纳米管间距的变化范围为0.1μm到6μm, 相应于d/h取值范围为0.1到6, 碳纳米管高度固定为1μm。我们把计算得到的碳纳米管阵列的电场分布中碳纳米管尖端表面正上方一点的电场记为局域电场强度EL。我们还计算了在相同条件下, 可以得到单个碳纳米管尖端表面正上方的电场强度EI。电场屏蔽的百分比就定义为η= (EI-EL) /EI。在图3中我们画出了屏蔽百分比随d/h的变化关系。从图中可以看到屏蔽效应随d/h的增加而减小。在d/h等于2时, 电场屏蔽百分比为4.3%。当d/h增加到3时, 电场屏蔽百分比减小到1.1%, 这意味着阵列中的碳纳米管的场发射效率已达到了其最优表现的99%。当d/h进一步增加到4的时候, 屏蔽百分比减小到0.2%。因此, 当碳纳米管阵列的间距大于碳纳米管高度的3倍时, 我们认为电场屏蔽效应可以忽略不计。

为了得到最大的场发射电流密度, 我们必须考虑电场屏蔽效应的影响。减小碳纳米管的间距从而可以增加单位面积上的发射极的个数, 这是增大场发射电流密度的简单有效方法。但是减小碳纳米管的间距会引起屏蔽效应的增强, 从而降低场发射电流密度。因此, 需要找到一个最优的间距, 使得场发射电流密度最大。Fowler和Nordheim首先推导出了场致电子发射的定量方程:

对于一维无限长碳纳米管, 我们计算了场发射电流密度随d/h的变化关系, 计算结果如图4所示。从图中我们可以看到, 随着碳纳米管间距的变大电流密度急速增加。碳纳米管间距变大也就是其排列由紧密变为稀疏。当碳纳米管的间距接近其高度的三倍时, 场发射电流密度达到最大值。间距超过高度的三倍时, 电流密度开始缓慢下降。这种变化趋势可以作如下解释, 当碳纳米管间距较大时, 碳纳米管排列稀疏, 单位长度上的发射极比较少, 因而电流密度不大;而当碳纳米管间距比较小时, 碳纳米管排列紧密, 单位长度上发射极多, 但是发射极受到临近碳纳米管的电场屏蔽效应的影响大, 因而场发射电流密度也小。根据上面对屏蔽百分比的计算我们知道, 在碳纳米管间距大于高度的三倍时, 可以认为屏蔽效应忽略不计。因此, 我们可以看到在图4中, 当d/h>3时, 场发射电流密度随d/h近似线性减小。因此, 在一个一维的碳纳米管阵列构成的场发射器件中, 最有效的排列就是碳纳米管的间距为其高度的3倍, 此时场发射电流密度最大, 临近的碳纳米管的屏蔽效应产生的电场强度降低仅为1.1%。

3 结论

我们对一维碳纳米管阵列进行了数值模拟, 并研究了不同间距下电场屏蔽的影响。我们发现当碳纳米管之间的距离大于其高度的3倍时, 电场屏蔽效应就可以忽略不计。我们的计算结果表明当碳纳米管的间距等于其高度的3倍时, 碳纳米管阵列的场发射电流密度最大, 器件的表现最优。

摘要：本文利用有限元的方法对碳纳米管的表面电场强度进行了数值模拟, 计算了碳纳米管一维阵列在不同间距下的场发射电流。通过计算发现, 在碳纳米管一维阵列中当碳纳米管之间的间距小于碳纳米管高度的三倍时, 碳纳米管之间的场屏蔽效应随距离的增加而迅速衰减;当间距大于高度的三倍时, 场屏蔽效应随距离的增加而非常缓慢的降低。在碳纳米管一维阵列中当碳纳米管之间的间距等于碳纳米管高度的三倍时, 碳纳米管阵列的场发射电流密度最大。

交叉射流对燃烧室流场特性的影响 篇3

航空发动机燃烧室内合理的流场结构能实现快速点火、火焰稳定传播以及高效率燃烧。对燃烧室燃烧特性及结构设计的研究,数值模拟方法被广大研究人员采用。Zeinivand等[1]用数值模拟方法比较了不同湍流模型和燃烧模型,并且还研究了对撞射流二次空气射流股数和位置对射流稳燃燃烧室燃烧特性和NOx排放的影响[2]。Watanable等[3,4]数值研究了通过交叉射流减低NOx排放的方法,结果表明二次气流进口速度越大,空气和燃气混合得越好,并且高温区会变窄,燃气在高温区驻留时间减少,NOx排放减低。由以上论述发现交叉射流特殊的流场结构对燃料和空气的掺混效果较好,文章基于文献[1]设计的对撞射流燃烧室,结合文献[3]中的交叉射流,研究燃烧室二次流射流角度对流场结构的影响。

1 计算模型与计算工况

1.1 计算模型

燃烧室几何结构如图1所示,部分尺寸参考文献[2],燃烧室总长400mm,直径80mm,距离头部壁面60mm处周向均布4个二次流喷管,燃油雾化采用射流式空气雾化喷嘴,模型网格使用ICEM软件所画,网格质量均在0.6以上。

1.2 计算工况

主要工况参数与文献[2]一致,主流空气流量为1.2kg/h,二次流流量为33.5kg/h。燃油从燃烧室头部中心的空气雾化喷嘴中喷入。图2所示为角度示意图,表1所示4种工况为二次流不同的射流角度(逆时针喷射)。其中轴向角度β固定为20°

2 计算结果与分析

2.1 流场分布规律

对于流场的分析,均取通过喷管中心的纵截面,即x=0处的对称中心面。二次流不同喷射角度对流场分布规律的影响如图3所示。

从图3中可知,从z=0到z=60mm之间的头部区域,由Case A的对撞射流变化到Case B的交叉射流,头部区域流场变化较大,Case A头部出现两对对称小涡旋区,而Case B则变成一对大涡旋区。随着角度变大,Case C与Case D头部涡旋区逐渐变小,并且涡旋中心向壁面靠近。在喷管后的掺混段,Case A中出现一对靠近壁面的涡旋区,低速的涡旋区能使燃油快速燃烧,因此在该区域会产生局部高温区,这对燃烧室壁面不利。而Case B中的一对涡旋区则靠近中心区域,旋流产生的气流将涡旋区与壁面隔离,防止壁面被高温燃气烧裂。随着角度逐渐变大,Case C与Case D掺混区的涡旋区逐渐变细长,并且逐渐向壁面靠近,大部分气流从中心流过,不利于油气掺混及火焰稳定燃烧。

2.2 湍动能分析

图4表示二次气流不同喷射角度湍动能分布图,主要来源于时均流,通过雷诺切应力做功给湍流提供能量。比较图4各工况的湍动能变化情况,湍动能均沿轴线成对称分布,随着周向角度不断增大,在x=0的纵截面上,高强度的湍动能区域从对称中心向壁面迁移。

3 结束语

通过改变二次流喷射角度,数值分析其对燃烧室流场产生的影响。可以得出以下结论:(1)随着二次流周向角度由0度增加到10度时,射流方式由对撞射流变为交叉射流,燃烧室头部涡旋区范围变大,掺混区涡旋变宽,然而湍动能的最大值降低,湍流区域逐渐向壁面靠近。(2)当二次流周向角度由10度增加到30度时,燃烧室头部涡旋区范围逐变小,掺混区涡旋变细长,湍动能的最大值逐渐减低,湍流区域逐渐向壁面靠近,不利于油气掺混,流场趋向不合理。

摘要：为探讨交叉射流燃烧室流场的特点,采用数值模拟方法对燃烧室二次流以不同射流角度而形成的三维交叉射流流场进行了研究。从涡结构及湍动能的角度讨论了其流场特征。研究表明:随着二次流射流角度的增大,燃烧室头部涡旋区先变大后变小,掺混区涡旋区逐渐变细长;湍动能的最大值逐渐降低,湍流区域逐渐向壁面靠近,不利于油气掺混,流场趋向不合理。

关键词：交叉射流,对撞射流,湍动能,数值模拟

参考文献

[1]Tehrani F B,Zeinivand H.Presumed PDF modeling of reactive two-phase flow in a three dimensional jet-stabilized model combustor[J].Energy Conversion and Management,2010,51(1):225-234.

[2]Zeinivand H,Tehrani F B.Influence of stabilizer jets on combustion characteristics and NOx emission in a jet-stabilized combustor[J].Applied Energy,2012,92:348-360.

[3]Watanabe H,Suwa Y,Matsushita Y,et al.Numerical investigation of spray combustion in jet mixing type combustor for low NOx emission[J].Energy Conversion and Management,2008,49(6):1530-1537.

前兆场特性 篇4

影响翼型绕流和尾流湍流特性的主要参数有马赫数、雷诺数和湍流度等[1]。只要风洞尺寸达到一定范围和保持流场相似, 对于马赫数和雷诺数的影响就可以测量。对于湍流度的影响, 除了在常规风洞中进行高湍流度实验外, 还应在极低湍流度风洞和变湍流度风洞中进行实验, 以确保湍流度和不同高度大气中的湍流度保持量值上相似。

为了探究湍流度对翼型绕流和尾流的影响, 改善翼型的气动性能, 研究者对翼型边界层和尾流的湍流特性进行了大量的数值计算和风洞实验研究钱炜祺等[2]采用求解低速流动的SIMPLE算法, 用非线性k-ε两方程模型和改进的k-ε两方程模型较好的模拟出了翼型表面上的分离流动特性, 预测出了分离点位置以及翼型气动力参数。叶建等[3]采用高精度有限差分格式, 对低雷诺数1.0×104下二维翼型绕流进行了直接数值模拟, 在0°和4°攻角下, 翼型绕流尾流区的统计特性相似, 0°攻角下的统计量值具有很好的对称性;在距翼型尾缘0.3弦长以后的尾迹区, 旋涡排列成类似涡街结构。何克敏等[4]在低湍流度风洞中, 用热线风速仪测量翼型边界层及近场尾流中速度型、湍流强度、雷诺正应力及切应力等参数。在尾流宽度方向及流动方向均有明显的规律性, 且与常规风洞湍流度下结果相比, 相关特征值明显偏低。王光华[5]等利用在线式PIV系统, 在低速风洞中对NACA 0012翼型在雷诺数2.39×105, 0°和4°攻角下的近尾迹流动进行了实验研究。在较高雷诺数下翼型近尾迹流动是一种以旋涡的运动学和动力学特性为主导的湍流剪切流。白存儒等[6]通过变湍流度初步试验研究, 对称翼型边界层及近场尾流的法向湍流特性及雷诺正应力沿流向分段性更为明显, 且法向与流向参量之比的特征值有一定的规律性。这些数值模拟和实验研究方法为翼型的流动控制提供新的思路和方法, 为翼型增升减阻提出新技术。

本文运用FLUENT软件, 采用雷诺应力RSM湍流模型, 雷诺数Re为1.0×105时, 考虑到湍流强度的影响, 对NACA 0012翼型不同攻角下的流动进行了数值模拟。本文选取了湍流强度为0.02%, 0.33%和0.9%, 0°, 5°和10°不同攻角进行计算, 得出升力系数CL和阻力系数CD的值, 将升力系数CL与实验值[7]进行了比较;并对距翼型尾缘1倍弦长横向位置的湍流强度、雷诺应力进行分析, 仿真结果与文献[3]描述的各对应参数定性一致。

1物理模型

翼型和计算区域的网格划分如图1所示, 翼型弦长为L=300mm。文中计算区域的左边界距翼型尾缘3L, 右边界距翼型尾缘4L, 上下边界距翼型弦线为3L。采用C型贴体网格, 整个区域的网格数是152 000个。计算中的雷诺数Re=U∞L/υ=1.0×105, 其中U是无穷远流速度。

2 数值计算方法

2.1 数学模型

对不可压粘性流体, 在直角坐标系下, 其连续性方程和动量方程如下:

连续方程:

$\frac{\partial u}{\partial x}+\frac{\partial v}{\partial y}=0$ (1)

动量方程:

2.2 计算方法

流体流动控制方程采用有限体积法进行离散, 为了保持计算稳定性及消除假扩散对数值精度的影响, 对动量、湍流动能、湍流耗散率和雷诺应力均选用二阶迎风格式对控制体界面上的控制量进行插值;为了更好的求解压力与速度的耦合, 应用SIMPLE算法对控制方程组等进行求解, SIMPLE算法的详细过程见文献[8]。

壁面条件为无滑移条件, 壁面粗糙度设为0.5, 所有其他标量采用不可渗透壁面条件;松弛因子的设置:压力为0.3, 密度、质量力、湍流粘性为1, 动量为0.7, 湍动能为0.8, 湍流耗散率项为0.8, 雷诺应力为0.5。

3 计算结果分析

3.1 湍流强度对气动参数的影响

表1为在湍流强度分别为0.02% , 0.33% , 0.9%, 0°, 5°和10°攻角下, NACA0012翼型的升力系数CL值。升力系数CL与实验值[7]进行了比较, 实验值比数值模拟值要小, 原因是实验数据受实验条件 (风洞侧壁、支架干扰, 风速稳定性和湍流强度等) 的影响。从表1中可以看出, 攻角在0°～10°范围内变化时, 升力系数CL值受湍流强度的影响很小。

图2为湍流强度ε=0.9%, 在距翼型尾缘1倍弦长横向位置 (即垂直于流向方向, 记翼型中心线位置Y为0) , 0°攻角和5°攻角的湍流强度、雷诺应力的计算结果。分析图像可以发现:对于0°攻角 (图2 (a1) ～ (a3) ) , 湍流强度、雷诺应力u′u′关于尾迹中心对称, 其中雷诺应力u′u′表现为对称于尾迹中心线的双凸峰结构, 而雷诺应力u′v′关于中心成反对称结构, 两者符号相反, 表现为明显的双尾结构;相比之下, 5°攻角的图像 (图2 (b1) ～ (b3) ) , 已经显现出明显的不对称性, 翼型中心线下半部分雷诺应力u′u′的值大于上半部分的值, 并且湍流带宽度增大。二者的区别还表现为:5°攻角的湍流强度、雷诺应力u′u′和u′v′的值都大于0°攻角的值。文献[3]给出了尾流的纵向 (流向) 流场分布, 与文献[3]相比, 本文显示了尾流的横向流场参数分布, 结果与文献[3]的结果定性一致。

3.2 翼型尾流的流场结构分析

翼型尾缘形成了类似涡街的结构, 涡街与主流之间, 旋涡与旋涡之间相互作用使得旋涡涡量先增大, 再减小。在垂直于流向的方向上|v′|只有一个最大值, 位于中心线;而|u′|有两个最大值, 关于中心线对称。因此湍流强度、雷诺应力u′u′和u′v′都是关于中心线对称。对于5°攻角, 由于翼型尾缘的旋涡脱落不对称造成了湍流强度、雷诺应力u′u′和u′v′的图像不对称。

4 结论

运用雷诺应力湍流模型, 考虑了湍流强度的影响, 在0°, 5°和10°攻角下, 对雷诺数为1.0×105翼型绕流进行数值仿真。本文得出的升力系数CL的值与实验结果吻合较好, 攻角在0°～10°范围内变化时, 湍流强度对升力系数影响不大。由图2可见, 5°攻角的湍流强度和雷诺应力的计算结果关于翼型中心线不对称。0°攻角下的各湍流量具有很好的对称性。为了研究翼型绕流还要考虑到翼型型面压力分布, 大攻角下升力系数和阻力系数的变化与各湍流量的分布规律, 这对研究翼型绕流, 翼型尾迹及优化翼型, 提供了一定的参考。

参考文献

[1]何克敏, 郭渠渝, 白存儒, 等.湍流度变化时对称翼型边界层及近场尾流的湍流特性试验研究.西北工业大学内部资料.1996

[2]钱炜祺, 蔡金狮.绕翼型低速湍流的数值模拟.航空学报, 1999;20 (3) :261—264

[3]叶建, 林国华, 邹正平, 等.低雷诺数下二维翼型绕流的流场特性分析.航空动力学报, 2003;18 (1) :38—45

[4]何克敏, 白存儒.极低湍流度下翼型近场尾流雷诺切应力的分布.1997;14 (2) :19—24

[5]王光华, 刘宝杰, 刘涛等.翼型近尾迹流动的PIV研究——运动学特性.航空动力学报, 1999;14 (2) :119—124

[6]白存儒, 何克敏, 郭渠渝, 等.变湍流度时翼型边界层及近场尾流的法向湍流特性初步试验研究.流体力学实验与测量, 1998;12 (4) :31—34

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[9]刘沛清, 邓学蓥.绕翼型分离流结构的数值研究.航空学报, 1997;18 (4) :385—389