空氣動力學(xué)及ansys基礎(chǔ)

1、空氣動力學(xué)基礎(chǔ)0.大氣物理性質(zhì)(Atmospheric physical property )空氣密度：空氣密度是指單位體積的空氣質(zhì)量，取決于分子數(shù)的多少， 也就是空氣稠密的程度?？諝饷芏却?，比較稠密，物體在空氣中運(yùn)動所受阻力越大；空氣密度小，比較稀薄，物 體所受阻力小?？諝鉁囟龋嚎諝鉁囟缺硎究諝獾睦錈岢潭?， 是分子不規(guī)則熱運(yùn)動的平均速度的表現(xiàn)形式。 子運(yùn)動速度大，即分子的平均動能大，則空氣溫度高；分子運(yùn)動速度小，即分子的平均動能 小，則空氣溫度低。產(chǎn)生空氣壓強(qiáng)的原因是空氣分取決于單位體積空氣壓強(qiáng)：空氣壓強(qiáng)指單位面積上所承受的空氣垂直作用力。子連續(xù)不斷撞擊物體表面作用的結(jié)果。它與分子熱運(yùn)動的平

2、均動能成正比,內(nèi)的分子數(shù)目、分子質(zhì)量和分子運(yùn)動的平均速度。A.理想流體(Ideal Fluid)和粘性流體(Viscous Fluid):即相對層流體相對并顯著地流 體在靜止時(shí)雖不能承受切應(yīng)力，但在運(yùn)動時(shí)，對相鄰的兩層流體間的相對運(yùn)動， 滑動速度卻是有抵抗的，這種抵抗力稱為粘性應(yīng)力。流體所具備的這種抵抗兩 滑動速度，或普遍說來抵抗變形的性質(zhì)稱為粘性。粘性的大小依賴于流體的性質(zhì)，隨溫度變化。實(shí)驗(yàn)表明，粘性應(yīng)力的大小與粘性及相對速度成正比。當(dāng)流體的粘性較小(實(shí)際上最重要的流體如空氣、水等的粘性都是很小的)，運(yùn)動的相對速度也不大時(shí)，所產(chǎn)生的粘性應(yīng)力比起其他類型的力如慣性力可忽略不計(jì)。此時(shí)我們可以近似

3、地把流體看成無粘性的，這樣的流體稱為理想流體。十分明顯，理想流體對于切向變形沒有任何抗拒能力。這樣對于粘性而言，我們可以將流體分為理想流體和粘性流體兩大類。應(yīng)該強(qiáng)調(diào)指出，真正的理想流體在客觀實(shí)際中是不存在的，它只是實(shí)際流體在某些條件下的一種近似模型。B.牛頓流體(Newtonian Fluid )和非牛頓流體(non-Newtonian Fluid ):依據(jù)內(nèi)摩擦剪應(yīng)力與速度變化率的關(guān)系不同，粘性流體又分為牛頓流體和非牛頓流體。牛頓內(nèi)摩擦定律表示：流體內(nèi)摩擦剪應(yīng)力和單位距離上的兩層流體間的相對速度成比例。比例系數(shù)卩稱為流體動力粘度，常簡稱為粘度。它的值取決于流體的性質(zhì)、溫度和壓力大小。若卩為常

4、數(shù)，則稱為牛頓流體，否則為 非牛頓流體?？諝?、水等均為牛頓流體；聚合溶液、含有 懸浮粒雜質(zhì)或纖維的流體為非牛頓流體C 可壓縮流體(Comp ressible Fluid )和不可壓縮流體(In co mp ressible Fluid ):在 流體的運(yùn)動過程中，由于壓力、溫度等因素的改變，流體質(zhì)點(diǎn)的體積(或密度，因質(zhì)點(diǎn) 的質(zhì)量一定)，或多或少有所改變。流體質(zhì)點(diǎn)的體積或密度在受到一定壓力差或溫度差的條件下可以改變的這個(gè)性質(zhì)稱為壓縮性。真實(shí)流體都是可以壓縮的。它的壓縮程度依賴于流體的性質(zhì)及外界的條件。例如水在100個(gè)大氣壓下，容積縮小 ，溫度從20°變化到100°容積降低4%。

5、因此在一般情況下液體可以近似地看成不可壓的。但是在某些特殊問題中， 例如水中爆炸或水擊等問題，則必須把液體看作是可壓縮的。氣體的壓縮性比液體大得 多,所以在一般情形下應(yīng)該當(dāng)作可壓縮流體處理。但是如果壓力差較小，運(yùn)動速度較小，并且沒有很大的溫度差，則實(shí)際上氣體所產(chǎn)生的體積變化也不大；此時(shí)，也可以近似地將氣體視為不可壓縮的。再 由于沒有在可壓縮流體的連續(xù)方程中含密度， 因而可把密度視為連續(xù)方程中的獨(dú)立變量進(jìn)行求解， 根據(jù)氣體的狀態(tài)方程求出壓力。 不可壓流體的壓力場是通過連續(xù)方程間接規(guī)定的。 直接求解壓力的方程，不可壓流體的流動方程的求解具有其特殊的困難。D. 層流( Laminar Flow )和

6、湍流( Turbulent Flow )：層流穩(wěn)定。湍流而且流場轉(zhuǎn)化。實(shí) 驗(yàn)表明，粘性流體運(yùn)動有兩種形態(tài)，即層流和湍流。這兩種形態(tài)的性質(zhì)截然不同。 是流體運(yùn)動規(guī)則，各部分分層流動互不摻混，質(zhì)點(diǎn)的軌線是光滑的，而且流動 的特征則完全相反， 流體運(yùn)動極不規(guī)則， 各部分激烈摻混，質(zhì)點(diǎn)的軌線雜亂無章， 極不穩(wěn)定。這兩種截然不同的運(yùn)動形態(tài)在一定條件下可以相互E. 定常流動(Steady Flow)和非定常流動(Un steady Flow):以時(shí)間為標(biāo)準(zhǔn)，根據(jù)流體流動的物理量(如速度、壓力、溫度等)是否隨時(shí)間變化，將流動 分為定常與非定常兩大類。當(dāng)流動的物理量不隨時(shí)間變化，為定常流動；反之稱為非定常流動

7、。 定常流動也稱為恒定流動，或者穩(wěn)態(tài)流動； 非定常流動也稱為非恒定流動、 非穩(wěn)態(tài)流 動。許多流體機(jī)械在起動或關(guān)機(jī)時(shí)的流體流動一般是非定常流動，而正常運(yùn)轉(zhuǎn)時(shí)可看作是定常流動。F. 亞音速流動(Subsonic)與超音速流動(Supersonic):1(如時(shí)候(跨FLUENT當(dāng)氣流速度很大， 或者流場壓力變化很大時(shí)， 流體就受到了壓速性的影響。 馬赫數(shù)定義為當(dāng) 地速度與當(dāng)?shù)匾羲僦取．?dāng)馬赫數(shù)小于 1 時(shí)，流動為亞音速流動；當(dāng)馬赫數(shù)遠(yuǎn)遠(yuǎn)小于M<)時(shí)，流體的可壓速性及壓力脈動對密度變化影響都可以忽略。當(dāng)馬赫數(shù)接近1音速)，可壓速性影響就顯得十分重要了。 如果馬赫數(shù)大于 1，流體就變?yōu)槌羲倭鲃印?/p>

8、 對于亞音速，跨音速以及超音速等可壓流動都有模擬能力。G. 熱傳導(dǎo)( Heat Transfer )及擴(kuò)散( Diffusion )： 除了粘性外， 流體還有熱傳導(dǎo)及擴(kuò)散等性質(zhì)。 當(dāng)流體中存在溫度差時(shí)， 溫度高的地方將向溫 度低的地方傳送熱量， 這種現(xiàn)象稱為熱傳導(dǎo)。 同樣地， 當(dāng)流體混合物中存在組元的濃度差時(shí)， 濃度高的地方將向濃度低的地方輸送該組元的物質(zhì)，這種現(xiàn)象稱為擴(kuò)散。H. 雷諾數(shù)(Reyn olds number)、弗勞德數(shù)(Froude number)、馬赫數(shù)(Mach number)雷諾數(shù)是一種可用來表征流體流動情況的無量綱數(shù)。Re=p vd/卩其中V、P、分別為流體的流速、 密度

9、與黏性系數(shù)， d 為一特征長度。 例如流體流過圓形管道， 則 d 為管道的當(dāng)量直徑。 利用雷諾數(shù)可區(qū)分流體的流動是層流或湍流，也可用來確定物體在流體中流動所受到的阻 力。弗勞德數(shù)是流體力學(xué)中表征流體慣性力和重力相對大小的一個(gè)無量綱參敦，記為Fr。它表示慣性力和重力量級的比，即： Fr=U2/gL，式中U為物體運(yùn)動速度，g為重力加速度；L為物體 的特征長度。Ma,定義為流場中某點(diǎn)的流體力學(xué)中表征流體可壓縮程度的一個(gè)重要的無量綱參數(shù)，記為 速度v同該點(diǎn)的當(dāng)?shù)芈曀?c之比，即Ma=v/c。1. 伯努利方程(Bernoulli Eq ) 假設(shè)條件：使用伯努利定律必須符合以下假設(shè)，方可使用；如沒完全符合

10、以下假設(shè)，所求的 解也是近似值。定常流：在流動系統(tǒng)中，流體在任何一點(diǎn)之性質(zhì)不隨時(shí)間改變。不可壓縮流：密度為常數(shù)，在流體為氣體適用于馬赫數(shù)(Ma)。無摩擦流：摩擦效應(yīng)可忽略，忽略黏滯性效應(yīng)。流體沿著流線流動：流體元素沿著流線而流動，流線間彼此是不相交的。扌衛(wèi)護(hù) + pgh + p= onst.2. 理想氣體定律(Ideal Gas Law)PV=nRT其狀態(tài)參量 壓強(qiáng)P、體積V和絕對溫度T之間的函數(shù)關(guān)系PS兀"減T2 _,其中式中M和n分別是理想氣體的摩爾質(zhì)量和 物質(zhì)的量；R是氣體常量。P為理想氣體壓 強(qiáng)，單位Pa。V為氣體體積，單位 m3。n為氣體的物質(zhì)的量，單位 mol, T為體系

11、溫度，單 位K。對于混合理想氣體，其 壓強(qiáng)P是各組成部分的分壓強(qiáng) p1、 p2、之和，故：(p1 + p2+)V=(n1+ n2+ ，式中 n1、n2、是各組成部分的物質(zhì)的量。3. 牛頓內(nèi)摩擦定律(Law of Newton inner fricti on )a：動力黏性系數(shù)(動力粘度)牛頓內(nèi)摩擦定律是對部分定常層流內(nèi)摩擦力的定量計(jì)算式。滿足該定律的流體稱為牛頓流體。液體內(nèi)摩擦力又稱粘性力，在液體流動時(shí)呈現(xiàn)的這種性質(zhì)稱為粘性，度量粘性大小的物理量稱為粘度。液體的粘性是組成液體分子的內(nèi)聚力要阻止分子相對運(yùn)動產(chǎn)生的內(nèi)摩擦力，粘性是流體的固有屬性，在靜止流體或是平衡流體中依然存在粘性。當(dāng)流層間存在相

12、對運(yùn)動時(shí)，粘性表現(xiàn)為粘性切應(yīng)力。 的地方。對大多數(shù)氣體,這種內(nèi)摩擦力只能使液體流動減慢，不能阻止，這是與固體摩擦力不同經(jīng)驗(yàn)公式近似計(jì)算:在壓強(qiáng)不太高且保持不變時(shí)，動力黏度和溫度的關(guān)系可以用Sutherla nd詢是氣體在0C時(shí)的動力黏度,TO=,T為氣體絕對溫度，系數(shù) K隨氣體的不同而不同。4. 納維-斯托克斯方程(Navier-Stokes equations)首先，必須對流體作幾個(gè)假設(shè)：第一個(gè)是流體是連續(xù)的。這強(qiáng)調(diào)它不包含形成內(nèi)部的空 隙，例如，溶解的氣體的氣泡， 而且它不包含霧狀粒子的聚合。另一個(gè)必要的假設(shè)是所有涉 及到的場，全部是可微的，例如壓強(qiáng)P,速度V,密度，溫度 Q,等等。該方程

13、從質(zhì)量，動量，和能量的守恒的基本原理導(dǎo)出。 對此，有時(shí)必須考慮一個(gè)有限的任意體積，稱為控制體 積，在其上這些原理很容易應(yīng)用。該有限體積記為Omega，而其表面記為partialOmega。該控制體積可以在空間中固定，也可能隨著流體運(yùn)動。矢量形式:dvpA =- P+ P F+試中p為流體密度，P為壓強(qiáng)，常數(shù)是動力粘性系數(shù)，u( u, v, w) 為速度矢量，F(xiàn) (X, Y, Z)為作用于單位質(zhì)量流體的徹體力，為 哈密頓算子，為拉普 拉斯算子。后人在此基礎(chǔ)上又導(dǎo)出適用于可壓縮流體的N-S方程。N-S方程反映了粘性流體(又稱真實(shí)流體)流動的基本力學(xué)規(guī)律，在流體力學(xué)中有十分重要的意義。它是一個(gè)非線性

14、偏微分方程，求解非常困難和復(fù)雜，目前只有在某些十分簡單的流動問題上能求得精確解； 但在有些情況下，可以簡化方程而得到近似解。例如當(dāng)雷諾數(shù)Re=1時(shí)，繞流物體邊界層外，粘性力遠(yuǎn)小于慣性力，方程中粘性項(xiàng)可以忽略，N-S方程簡化為 理想流動中的歐拉方程ch'(P£=p+p F而在邊界層內(nèi)，N-S方程又可簡化為邊界層方程。把N-S方程沿流線積分可得到粘性流體的伯努利方程:式中g(shù)為重力加速度；hf,為單位質(zhì)量流體克服阻力作功而引起的機(jī)械能損失。因此, 流體沿流線流動時(shí)，機(jī)械能會轉(zhuǎn)化成熱能，使流體溫度升高。5.邊界層理論(boundary layer theory )流體在大雷諾數(shù)下作繞

15、流流動時(shí)，在離固體壁面較遠(yuǎn)處， 粘性力比慣性力小得多， 可以忽略；但在固體壁面附近的薄層中，粘性力的影響則不能忽略，沿壁面法線方向存在相當(dāng)大的 速度梯度，這一薄層叫做邊界層。分為層流邊界層、過度路流邊界層、湍流邊界層。流體的 雷諾數(shù)越大，邊界層越薄。從邊界層內(nèi)的流動過渡到外部流動是漸變的，所以邊界層的厚度5通常定義為從物面到約等于 99%的外部流動速度處的垂直距離，它隨著離物體前緣的距 離增加而增大。根據(jù)雷諾數(shù)的大小， 邊界層內(nèi)的流動有層流與湍流兩種形態(tài)。一般上游為層流邊界層，下游從某處以后轉(zhuǎn)變?yōu)橥牧?，且邊界層急劇增厚。層流和湍流之間有一過渡區(qū)。當(dāng)所繞流的物體被加熱（或冷卻）或高速氣流掠過物體

16、時(shí)，在鄰近物面的薄層區(qū)域有很大的 溫度梯度，這一薄層稱為熱邊界層。大雷諾數(shù)的繞流流動可分為兩個(gè)區(qū)，即很薄的一層邊界層區(qū)和邊界層以外的無粘性流動區(qū)。因此，處理粘性流體的方法是：略去粘性和熱傳導(dǎo)，把流場計(jì)算出來，然后用這樣的初次近似求得的物體表面上的壓力、速度和溫度分布作為邊界層外邊界條件去解這一物體的邊界層問題。算出邊界層就可算出物面上的阻力和傳熱量。邊界層分離：邊界層脫離物面并在物面附近出現(xiàn)回流的現(xiàn)象。當(dāng)邊界層外流壓力沿流動方向增加得足夠快時(shí)，與流動方向相反的壓差作用力和壁面粘性阻力使邊界層內(nèi)流體的動量 減少，從而在物面某處開始產(chǎn)生分離，形成回流區(qū)或漩渦，導(dǎo)致很大的能量耗散。繞流過圓柱、圓球等

17、鈍頭物體后的流動,角度大的錐形擴(kuò)散管內(nèi)的流動是這種分離的典型例子。分離區(qū)沿物面的壓力分布與按無粘性流體計(jì)算的結(jié)果有很大出入，常由實(shí)驗(yàn)決定。邊界層分離區(qū)但壓差阻力大為降域大的繞流物體，由于物面壓力發(fā)生大的變化，物體前后壓力明顯不平衡，一般存在著比粘 性摩擦阻力大得多的壓差阻力（又稱形阻）。當(dāng)層流邊界層在到達(dá)分離點(diǎn)前已轉(zhuǎn)變?yōu)橥牧鲿r(shí)， 由于湍流的強(qiáng)烈混合效應(yīng)，分離點(diǎn)會后移。這樣，雖然增大了摩擦阻力， 低，從而減少能量損失。邊界層轉(zhuǎn)捩：邊界層內(nèi)的流動狀態(tài)，在低雷諾數(shù)時(shí)是層流，在高雷諾數(shù)時(shí)是紊流。當(dāng) 粘性流體繞流物體時(shí)， 在物體前緣附近是層流。 隨著離前緣的距離的不斷增加，雷諾數(shù)也逐漸加大，層流邊界層流

18、動隨雷諾數(shù)增加會出現(xiàn)不穩(wěn)定現(xiàn)象。流體中不可避免地存在著擾動， 使層流發(fā)生變化，向紊流過渡，最終完全變成了紊流。層流向紊流的過渡稱為轉(zhuǎn)捩。、斯嗦薄心初聖直圖9在應(yīng)用上（例如對航空飛行器來說），層流邊界層的過渡和分離， 使機(jī)翼等阻力增加和（或） 舉力減少（甚至失速），因此人們很早就設(shè)法使機(jī)翼表面光滑，并設(shè)計(jì) 層流翼剖面”，以維持 層流邊界層。但這種控制是有限的，所以人們后來采用了許多人工控制邊界層的方法，以達(dá)到影響邊界層結(jié)構(gòu)， 從而避免邊界層內(nèi)氣流分離，和減少阻力增加舉力的目的。實(shí)驗(yàn)和理論得出如下的使流體局部加速的幾種有效方法：使部分物面移動，通過物面上的噴孔（狹縫）吹出流體，以增加表面滯流的能量

19、 （圖9）;通過物面上的狹縫，吸走滯流，使邊界層變 薄，以抑制分離；用不同氣體噴射，加速滯流；變更機(jī)翼形狀。速度邊界層厚度邊界層內(nèi)從物面（當(dāng)?shù)厮俣葹榱悖╅_始，沿法線方向至速度與當(dāng)?shù)刈杂闪魉俣鹊龋▏?yán)格地說是等于或）的位置之間的距離，記為邊界層厚度與流動的雷諾數(shù)、自由流的狀態(tài)、物面粗糙度、物面形狀和延展范圍都有 關(guān)系。由繞流物體頭部（前緣）起，邊界層厚度從零開始沿流動方向逐漸增厚。當(dāng)空氣流的 雷諾數(shù)為Rex=10時(shí)，在距前緣1米處，平板上層流邊界層的厚度為毫米。在平滑平板上, 層流邊界層的厚度c?x) X Vvx7t7.丿(x)i/襄&（Rex=Ux/v，這里處的速度百分比（如選,J(T)

20、OC Xv為流體運(yùn)動粘性系數(shù)）；寫成等式時(shí)的常數(shù)值隨所選取邊界層厚度 或而異，一般為到。平滑平板上湍流邊界層的厚度其比例常數(shù)約為。可以看出，由于測定邊界層厚度有任意性，用它來計(jì)算摩擦阻力太粗糙，因而在實(shí)際應(yīng)用中，又定義出其他的厚度。例如在低速時(shí)用位移厚度5（或5 *）動量 （損失）厚度5（或0,此外還有一個(gè)無量綱厚度比叫形狀因子。邊界層位移厚度位移厚度的涵義是，邊界層內(nèi)的流體受到阻滯，因而通過的流量減小，相當(dāng)于理想繞 流中外流從物面上向外推移了一個(gè)距離，繞流物體的形狀變成原幾何形狀再加位移厚度。由于流體粘性阻滯而形成的邊界層把層外主流從壁面向外推移的距離（圖2），可按定義由下式求出：吩

21、9;7）吐4 = ( 1 - " / ")4平行流流過平板時(shí)，層流邊界層的5-53，湍流邊界層的 558。邊界層動量（損失）厚度U計(jì)算時(shí)，這個(gè)動量因粘性阻滯，在邊界層內(nèi)所損失的動量，相當(dāng)于按層外主流速度 所占的厚度，即平行流流過平板時(shí)，層流邊界層的§2=3,湍流邊界層的 §2=7 5 /72= 0故S>&。邊界層形狀因子上面兩個(gè)厚度比所組成的無量綱參數(shù)稱為形狀因子，通常表為：§/ §=Hi2（在低速時(shí)也寫為H）因§>§，故H>1。在層流邊界層中，H的值由駐點(diǎn)附近的到分離點(diǎn)的。在湍流邊界 層

22、中，它的值不定.大約為。6. 降低賽車氣動阻力的主要措施（1）氣流緊貼車身表面流動（2）車身前端氣流正壓區(qū)應(yīng)盡可能小（3）車身尾部渦流應(yīng)盡可能?。?）減小車輪周圍及輪室內(nèi)渦流強(qiáng)度（5）車身表面平順和圓角化處理（6 ）找出賽車氣動阻力關(guān)鍵部位進(jìn)行優(yōu)化 抑制附面層增厚和氣流分離（7）在氣流分理處改進(jìn)或者添加附加裝置,7. 提高賽車下壓力主要措施（1 ）車身應(yīng)盡能扁平（2）車身底部表面應(yīng)盡量平順（3）加裝車身底部導(dǎo)流板（4）前部駐點(diǎn)要低，后部分離點(diǎn)要高（5）采用俯仰角造型（6）車身表面去棱角（7）加裝空氣動力學(xué)裝置（前翼、側(cè)翼、尾翼、前顎擾流器阻礙、直接撞擊車輪的空氣量，引導(dǎo)氣流加速擴(kuò)散卜側(cè)裙阻礙側(cè)

23、部氣流進(jìn)入車底 卜尾部擾流器、底部擴(kuò)散器）ANASYS基礎(chǔ)（針對方程式賽車分析）1. 方程式賽車分析基本流程：賽車簡化模型創(chuàng)建 （封閉體且沒有重疊面）一導(dǎo)入ICEM CF*進(jìn)行網(wǎng)格劃分一劃分好的網(wǎng)格導(dǎo)入ANASYS Flue nt進(jìn)行分析2. 湍流模型選擇：湍流模型選擇剪切應(yīng)力運(yùn)輸 k-3模型，即SST k3模型：d. d .d / dk _+ O/fuf） = rk j + Gfr - F* + 5"Cpoj） + - CpoJui） ；+ Go） Y<u + Doi + Soxdtdxidxj dxjJui = fwp式中，Gb為湍動能k的生成項(xiàng)，Gto為耗散率3的生成項(xiàng)；

24、r k和分別為k和3的有效擴(kuò)散系數(shù)；Yk和丫3為由于紊流引起的k和3的耗散；D3為交叉擴(kuò)散項(xiàng)；Sk和S 3為自定義源項(xiàng)。該模型綜合了 k-3模型在近壁區(qū)計(jì)算的優(yōu)點(diǎn)和k- £模型在遠(yuǎn)場計(jì)算的優(yōu) 點(diǎn)，將k-3和標(biāo)準(zhǔn)k-£模型都乘以一個(gè)混合函數(shù)后再相加就得到這個(gè)模型。 在近壁區(qū)，混合函數(shù)的數(shù)值等于1,因此在近壁區(qū)等價(jià)于k-3。在遠(yuǎn)離近壁面的區(qū)域混合值函數(shù)等于0,因此自動轉(zhuǎn)化為標(biāo)準(zhǔn)k-£模型。與標(biāo)準(zhǔn)k-3相 比，SST k3模型中增加了橫向耗散導(dǎo)數(shù)項(xiàng)，同時(shí)在湍流粘度定義中考慮了湍 流剪切應(yīng)力的運(yùn)輸過程，模型中使用的湍流常數(shù)也有所不同。這些特點(diǎn)使得 SST k3模型的適用范

25、圍更加廣泛，適用于翼型計(jì)算等。3. 湍流強(qiáng)度(turbulenee intensity )和湍流耗散率(turbulent dissipation )湍流強(qiáng)度簡稱湍流度或湍強(qiáng)，是描述風(fēng)速隨時(shí)間和空間變化的程度，反映脈動風(fēng)速的相對強(qiáng)度，是描述大氣湍流運(yùn)動特性的最重要的特征量。計(jì)算公式湍流強(qiáng)度漲落標(biāo)準(zhǔn)差和平均速度的比值，是衡量湍流強(qiáng)弱的相對指標(biāo)。湍流強(qiáng)度l(turbulenee intensity)按下式計(jì)算：湍流強(qiáng)度等于湍流脈動速度與平均速度的比值，也等于與按水力直徑計(jì)算得到的雷諾數(shù)的負(fù)八分之一次方的乘積計(jì)算公式：l=*(re)A(-1/8)式中：I湍流強(qiáng)度，re雷諾數(shù)10%為高湍流強(qiáng)度。分子熱

26、運(yùn)動 動能的速率。通£表示。湍流速度在空間上存在一般來說，其判定方法為：小于1%為低湍流強(qiáng)度，高于湍流動能耗散率是指在分子粘性作用下由湍流動能轉(zhuǎn)化為常以單位質(zhì)量流體在單位時(shí)間內(nèi)損耗的湍流動能來衡量，大氣湍流的動能耗散主要發(fā)生在大小為毫米數(shù)量級的湍渦。)是指湍動粘度卩t與動力粘度卩的比值卩 t= P *C卩*k2/ £。C卩為經(jīng)驗(yàn)系數(shù)，通常取， t/卩正比于湍動 Reynolds數(shù)。Pressure outlet)著隨機(jī)漲落，從而形成了顯著的 速度梯度，在分子粘性力作用下通過 內(nèi)摩擦不斷地將湍流動 能轉(zhuǎn)化為分子運(yùn)動的動能。t/卩，k為湍湍流粘性比(turbulent visc

27、osity ratio而湍動粘度又可表示成 k和£的函數(shù)：卩動能，£為團(tuán)動能耗散率。湍動粘度比卩邊界條4. 邊界條件設(shè)置：速度入口( velocity in let)邊界條件和壓力出口( 件；湍流強(qiáng)度，湍流粘性比：4*計(jì)算域面積/計(jì)算域周長。速度入口邊界條件：用于定義流動入口邊界的速度和標(biāo)量。壓力入口邊界條件：用來定義流動入口邊界的總壓和其它標(biāo)量。5. 算法及離散格式：SIM PLE二階迎風(fēng)(Seco nd Order Up wi nd ) 在FLUENT中，可以使用標(biāo)準(zhǔn) SIMPLE算法、SIMPLEC(SIMPLE-Consistent)算法及PISO算法。SIMPLE

28、通常用于定常(steady)流計(jì)算PISO通常用于非定常流計(jì)算。默認(rèn)是SIMPLE算法，但是對于許多問題如果使用SIM PLEC可能會得到更好的結(jié)果，尤其是可以應(yīng)用增加的亞松馳迭代時(shí)，具體介紹如下：對于相對簡單的問題(如：沒有附加模型激活的層流流動)，其收斂性已經(jīng)被壓力速度耦合所限制，通?？梢杂肧IM PLEC算法很快得到收斂解。在SIM PLEC中，壓力校正亞松馳因子通常設(shè)為，它有助于收斂。但是，在有些問題中，將壓力校正松弛因子增加到可能會導(dǎo)致不 穩(wěn)定。對于所有的過渡流動計(jì)算，推薦使用P ISO算法鄰近校正。它允許你使用大的時(shí)間步，而且對于動量和壓力都可以使用亞松馳因子。對于定常狀態(tài)問題，具

29、有鄰近校正的P ISO并不會比具有較好的亞松馳因子的SIMPLE或SIMPLEC好。對于具有較大扭曲網(wǎng)格上的定常狀態(tài)和過渡計(jì)算推薦使用PISO傾斜校正。當(dāng)你使用PISO鄰近校正時(shí)，對所有方程都推薦使用亞松馳因子為或者接近。如果你只對高度扭曲的網(wǎng)格使用PISO 傾斜校正，請?jiān)O(shè)定動量和壓力的亞松馳因子之和為比如：壓力亞松馳因子，動量亞松馳因子）。離散化的目的 ： 我們知道描述流體流動及傳熱等物理問題的基本方程為偏微分方程，想要 得它們的解析解或者近似解析解， 在絕大多數(shù)情況下都是非常困難的， 甚至是不可能的， 就 拿我們熟知的 Navier-Stokes 方程來說，現(xiàn)在能得到的解析的特解也就70

30、個(gè)左右；但為了對這些問題進(jìn)行研究，我們可以借助于我們已經(jīng)相當(dāng)成熟的 代數(shù)方程組求解方法，因此，離 散化的目的簡而言之， 就是將連續(xù)的偏微分方程組及其定解條件按照某種方法遵循特定的規(guī) 則在計(jì)算區(qū)域的離散網(wǎng)格上轉(zhuǎn)化為代數(shù)方 程組，以得到連續(xù)系統(tǒng)的離散數(shù)值逼近解。在數(shù)值傳熱學(xué)中 ,迎風(fēng)格式的引入是為了克服由于網(wǎng)格Pe 數(shù)小于 0 而導(dǎo)致數(shù)值解出現(xiàn)震蕩的，迎風(fēng)格式又可以分為一階迎風(fēng)格式和二階迎風(fēng)格式。其中 ,一階迎風(fēng)格式 （First Order Upwind） 容易獲得不準(zhǔn)確的解 ,除非劃分足夠細(xì)密的網(wǎng)格 ,而且 有一定的假擴(kuò)散作用，即人工粘性。為此引入 二階迎風(fēng)格式 （Second Order U

31、pwind） ，這種格式可以獲得較準(zhǔn)確的解，而且絕對穩(wěn) 定。采用有限容積法定義的二階迎風(fēng)格式為：Relaxation Factors ）。u>0時(shí)，F(xiàn)p=時(shí)尸卩=亞松馳：1、亞松馳（Under Relaxation）:所謂亞松馳就是將本層次計(jì)算 結(jié)果與上一層次結(jié)果的差值作適當(dāng)縮減，以避免由于差值過大而引起非線性迭代過程的發(fā) 散。用通用變量來寫出時(shí)，為松馳因子（2、FLUENT中的亞松馳：由于 FLUENT所解方程組的非線性，我們有必要控制的變化。一般 用亞松馳方法來實(shí)現(xiàn)控制， 該方法在每一部迭代中減少了的變化量。 亞松馳最簡單的形式為： 單元內(nèi)變量等于原來的值 加上亞松馳因子 a 與 變

32、化的積 , 分離解算器使用亞松馳來控制每 一步迭代中的計(jì)算變量的更新。 這就意味著使用分離解算器解的方程， 包括耦合解算器所解 的非耦合方程（湍流和其他標(biāo)量）都會有一個(gè)相關(guān)的亞松馳因子。在FLUENT中，所有變量的默認(rèn)亞松馳因子都是對大多數(shù)問題的最優(yōu)值。 這個(gè)值適合于很多問題， 但是對于一些特殊 的非線性問題（如：某些湍流或者高Rayleigh 數(shù)自然對流問題），在計(jì)算開始時(shí)要慎重減小亞松馳因子。使用默認(rèn)的亞松馳因子開始計(jì)算是很好的習(xí)慣。如果經(jīng)過4到 5步 的迭代殘差仍然增長，你就需要減小亞松馳因子。 有時(shí)候， 如果發(fā)現(xiàn)殘差開始增加， 你可以改變亞松 馳因子重新計(jì)算。在亞松馳因子過大時(shí)通常會出現(xiàn)這種情況。最為安全的方法就是在對亞松馳因子做任何修改之前先保存數(shù)據(jù)文件， 并對解的算法做幾步迭代以調(diào)節(jié)到新的參數(shù)。 最 典型的情況是，亞松馳因子的增加會使