空氣動力學及Ansys 基礎

空氣動力學及Ansys基礎空氣動力學及Ansys基礎空氣動力學及Ansys基礎資料僅供參考文件編號：2022年4月空氣動力學及Ansys基礎版本號：A修改號：1頁次：1.0審核：批準:發(fā)布日期：空氣動力學基礎O.大氣物理性質（Atmosphericphysicalproperty）空氣密度：空氣密度是指單位體積的空氣質量，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龋欠肿硬灰?guī)則熱運動的平均速度的表現(xiàn)形式。分子運動速度大，即分子的平均動能大，則空氣溫度高；分子運動速度小，即分子的平均動能小，則空氣溫度低?？諝鈮簭姡嚎諝鈮簭娭竼挝幻娣e上所承受的空氣垂直作用力。產生空氣壓強的原因是空氣分子連續(xù)不斷撞擊物體表面作用的結果。它與分子熱運動的平均動能成正比，取決于單位體積內的分子數(shù)目、分子質量和分子運動的平均速度。理想流體（IdealFluid）和粘性流體（ViscousFluid）：流體在靜止時雖不能承受切應力，但在運動時，對相鄰的兩層流體間的相對運動，即相對滑動速度卻是有抵抗的，這種抵抗力稱為粘性應力。流體所具備的這種抵抗兩層流體相對滑動速度，或普遍說來抵抗變形的性質稱為粘性。粘性的大小依賴于流體的性質，并顯著地隨溫度變化。實驗表明，粘性應力的大小與粘性及相對速度成正比。當流體的粘性較小（實際上最重要的流體如空氣、水等的粘性都是很小的），運動的相對速度也不大時，所產生的粘性應力比起其他類型的力如慣性力可忽略不計。此時我們可以近似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。應該強調指出，真正的理想流體在客觀實際中是不存在的，它只是實際流體在某些條件下的一種近似模型。B.牛頓流體（NewtonianFluid）和非牛頓流體（non-NewtonianFluid）：

依據(jù)內摩擦剪應力與速度變化率的關系不同，粘性流體又分為牛頓流體和非牛頓流體。牛頓內摩擦定律表示：流體內摩擦剪應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)μ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、溫度和壓力大小。若μ為常數(shù)，則稱為牛頓流體，否則為非牛頓流體。空氣、水等均為牛頓流體；聚合溶液、含有懸浮粒雜質或纖維的流體為非牛頓流體C.可壓縮流體（CompressibleFluid）和不可壓縮流體（IncompressibleFluid）：在流體的運動過程中，由于壓力、溫度等因素的改變，流體質點的體積（或密度，因質點的質量一定），或多或少有所改變。流體質點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性質稱為壓縮性。真實流體都是可以壓縮的。它的壓縮程度依賴于流體的性質及外界的條件。例如水在100個大氣壓下，容積縮小%，溫度從20°變化到100°，容積降低4%。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該當作可壓縮流體處理。但是如果壓力差較小，運動速度較小，并且沒有很大的溫度差，則實際上氣體所產生的體積變化也不大;此時，也可以近似地將氣體視為不可壓縮的。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)方程中的獨立變量進行求解，再根據(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。由于沒有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（LaminarFlow）和湍流（TurbulentFlow）：實驗表明，粘性流體運動有兩種形態(tài)，即層流和湍流。這兩種形態(tài)的性質截然不同。層流是流體運動規(guī)則，各部分分層流動互不摻混，質點的軌線是光滑的，而且流動穩(wěn)定。湍流的特征則完全相反，流體運動極不規(guī)則，各部分激烈摻混，質點的軌線雜亂無章，而且流場極不穩(wěn)定。這兩種截然不同的運動形態(tài)在一定條件下可以相互轉化。E.

定常流動（SteadyFlow）和非定常流動（UnsteadyFlow）：以時間為標準，根據(jù)流體流動的物理量（如速度、壓力、溫度等）是否隨時間變化，將流動分為定常與非定常兩大類。當流動的物理量不隨時間變化，為定常流動；反之稱為非定常流動。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。許多流體機械在起動或關機時的流體流動一般是非定常流動，而正常運轉時可看作是定常流動。F.

亞音速流動(Subsonic)與超音速流動（Supersonic）：當氣流速度很大，或者流場壓力變化很大時，流體就受到了壓速性的影響。馬赫數(shù)定義為當?shù)厮俣扰c當?shù)匾羲僦取．旕R赫數(shù)小于1時，流動為亞音速流動；當馬赫數(shù)遠遠小于1（如M<）時，流體的可壓速性及壓力脈動對密度變化影響都可以忽略。當馬赫數(shù)接近1時候（跨音速），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LUENT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（HeatTransfer）及擴散（Diffusion）：除了粘性外，流體還有熱傳導及擴散等性質。當流體中存在溫度差時，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。同樣地，當流體混合物中存在組元的濃度差時，濃度高的地方將向濃度低的地方輸送該組元的物質，這種現(xiàn)象稱為擴散。H．雷諾數(shù)（Reynoldsnumber）、弗勞德數(shù)（Froudenumber）、馬赫數(shù)（Machnumber）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=ρvd/μ，其中v、ρ、μ分別為流體的流速、密度與黏性系數(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)是流體力學中表征流體慣性力和重力相對大小的一個無量綱參敦，記為Fr。它表示慣性力和重力量級的比，即：Fr=U2/gL,式中U為物體運動速度，g為重力加速度；L為物體的特征長度。流體力學中表征流體可壓縮程度的一個重要的無量綱參數(shù)，記為Ma，定義為流場中某點的速度v同該點的當?shù)芈曀賑之比，即Ma=v/c。。伯努利方程（BernoulliEq）假設條件:使用伯努利定律必須符合以下假設，方可使用；如沒完全符合以下假設，所求的解也是近似值。定常流：在流動系統(tǒng)中，流體在任何一點之性質不隨時間改變。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：摩擦效應可忽略，忽略黏滯性效應。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。理想氣體定律（IdealGasLaw）PV=nRT其狀態(tài)參量壓強p、體積V和絕對溫度T之間的函數(shù)關系，其中式中M和n分別是理想氣體的摩爾質量和物質的量；R是氣體常量。p為理想氣體壓強，單位Pa。V為氣體體積，單位m3。n為氣體的物質的量，單位mol，T為體系溫度，單位K。對于混合理想氣體，其壓強p是各組成部分的分壓強p1、p2、……之和，故：(p1+p2+……)V=(n1+n2+……)RT，式中n1、n2、……是各組成部分的物質的量。牛頓內摩擦定律（LawofNewtoninnerfriction）μ：動力黏性系數(shù)（動力粘度）牛頓內摩擦定律是對部分定常層流內摩擦力的定量計算式。滿足該定律的流體稱為牛頓流體。液體內摩擦力又稱粘性力，在液體流動時呈現(xiàn)的這種性質稱為粘性，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聚力要阻止分子相對運動產生的內摩擦力，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。當流層間存在相對運動時，粘性表現(xiàn)為粘性切應力。這種內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的地方。對大多數(shù)氣體，在壓強不太高且保持不變時，動力黏度和溫度的關系可以用Sutherland經(jīng)驗公式近似計算：μ0是氣體在0℃時的動力黏度，T0=,T為氣體絕對溫度，系數(shù)K隨氣體的不同而不同。納維-斯托克斯方程（Navier-Stokesequations）首先，必須對流體作幾個假設：第一個是流體是連續(xù)的。這強調它不包含形成內部的空隙，例如，溶解的氣體的氣泡，而且它不包含霧狀粒子的聚合。另一個必要的假設是所有涉及到的場，全部是可微的，例如壓強P，速度v，密度，溫度Q，等等。該方程從質量，動量，和能量的守恒的基本原理導出。對此，有時必須考慮一個有限的任意體積，稱為控制體積，在其上這些原理很容易應用。該有限體積記為\Omega，而其表面記為\partial\Omega。該控制體積可以在空間中固定，也可能隨著流體運動。矢量形式：=-▽p+ρF+μΔv式中ρ為流體密度，p為壓強，常數(shù)μ是動力粘性系數(shù)，u（u，v，w）為速度矢量，F(xiàn)（X，Y，Z）為作用于單位質量流體的徹體力，▽為哈密頓算子，Δ為拉普拉斯算子。后人在此基礎上又導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（又稱真實流體）流動的基本力學規(guī)律，在流體力學中有十分重要的意義。它是一個非線性偏微分方程，求解非常困難和復雜，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。例如當雷諾數(shù)Re=1時，繞流物體邊界層外，粘性力遠小于慣性力，方程中粘性項可以忽略，N-S方程簡化為理想流動中的歐拉方程（=p+ρF）；而在邊界層內，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為重力加速度；hf,為單位質量流體克服阻力作功而引起的機械能損失。因此，流體沿流線流動時，機械能會轉化成熱能，使流體溫度升高。邊界層理論（boundarylayertheory）流體在大雷諾數(shù)下作繞流流動時，在離固體壁面較遠處，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。從邊界層內的流動過渡到外部流動是漸變的，所以邊界層的厚度δ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)。當所繞流的物體被加熱（或冷卻）或高速氣流掠過物體時，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，把流場計算出來，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。當邊界層外流壓力沿流動方向增加得足夠快時，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流體的動量減少，從而在物面某處開始產生分離，形成回流區(qū)或漩渦，導致很大的能量耗散。繞流過圓柱、圓球等鈍頭物體后的流動，角度大的錐形擴散管內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算的結果有很大出入，常由實驗決定。邊界層分離區(qū)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）。當層流邊界層在到達分離點前已轉變?yōu)橥牧鲿r，由于湍流的強烈混合效應，分離點會后移。這樣，雖然增大了摩擦阻力，但壓差阻力大為降低，從而減少能量損失。邊界層轉捩：邊界層內的流動狀態(tài)，在低雷諾數(shù)時是層流，在高雷諾數(shù)時是紊流。當粘性流體繞流物體時，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捩。圖9在應用上(例如對航空飛行器來說)，層流邊界層的過渡和分離，使機翼等阻力增加和(或)舉力減少(甚至失速)，因此人們很早就設法使機翼表面光滑，并設計“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，以達到影響邊界層結構，從而避免邊界層內氣流分離，和減少阻力增加舉力的目的。實驗和理論得出如下的使流體局部加速的幾種有效方法：①使部分物面移動，②通過物面上的噴孔(狹縫)吹出流體，以增加表面滯流的能量(圖9)；③通過物面上的狹縫，吸走滯流，使邊界層變薄，以抑制分離；④用不同氣體噴射，加速滯流；⑤變更機翼形狀。速度邊界層厚度邊界層內從物面（當?shù)厮俣葹榱悖╅_始，沿法線方向至速度與當?shù)刈杂闪魉俣萓相等（嚴格地說是等于或）的位置之間的距離，記為δ。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。當空氣流的雷諾數(shù)為Rex=10時，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（Rex=Ux/v，這里v為流體運動粘性系數(shù))；寫成等式時的常數(shù)值隨所選取邊界層厚度處的速度百分比(如選，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?？梢钥闯?，由于測定邊界層厚度有任意性，用它來計算摩擦阻力太粗糙，因而在實際應用中，又定義出其他的厚度。例如在低速時用位移厚度δ1(或δ*)、動量(損失)厚度δ2(或θ)，此外還有一個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，邊界層內的流體受到阻滯，因而通過的流量減小，相當于理想繞流中外流從物面上向外推移了一個距離，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：平行流流過平板時，層流邊界層的δ1≈δ/3，湍流邊界層的δ1≈δ/8。邊界層動量(損失)厚度因粘性阻滯，在邊界層內所損失的動量，相當于按層外主流速度U計算時，這個動量所占的厚度，即平行流流過平板時，層流邊界層的δ2=δ，湍流邊界層的δ2=7δ/72=δ，故δ1>δ2。邊界層形狀因子上面兩個厚度比所組成的無量綱參數(shù)稱為形狀因子，通常表為：δ1/δ2=H12(在低速時也寫為H)因δ1>δ2，故H>1。在層流邊界層中，H的值由駐點附近的到分離點的。在湍流邊界層中，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)應盡可能小（3）車身尾部渦流應盡可能?。?）減小車輪周圍及輪室內渦流強度（5）車身表面平順和圓角化處理（6）找出賽車氣動阻力關鍵部位進行優(yōu)化（7）在氣流分理處改進或者添加附加裝置，抑制附面層增厚和氣流分離7.提高賽車下壓力主要措施（1）車身應盡能扁平（2）車身底部表面應盡量平順（3）加裝車身底部導流板（4）前部駐點要低，后部分離點要高（5）采用俯仰角造型（6）車身表面去棱角（7）加裝空氣動力學裝置（前翼、側翼、尾翼、前顎擾流器{阻礙、直接撞擊車輪的空氣量，引導氣流加速擴散}、側裙{阻礙側部氣流進入車底}、尾部擾流器、底部擴散器）ANASYS基礎（針對方程式賽車分析）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）—導入ICEMCFD進行網(wǎng)格劃分—劃分好的網(wǎng)格導入ANASYSFluent進行分析湍流模型選擇：湍流模型選擇剪切應力運輸k-ω模型，即SSTk-ω模型：式中，為湍動能k的生成項，為耗散率ω的生成項；Γk和Γω分別為k和ω的有效擴散系數(shù)；Yk和Yω為由于紊流引起的k和ω的耗散；Dω為交叉擴散項；Sk和Sω為自定義源項。該模型綜合了k-ω模型在近壁區(qū)計算的優(yōu)點和k-ε模型在遠場計算的優(yōu)點，將k-ω和標準k-ε模型都乘以一個混合函數(shù)后再相加就得到這個模型。在近壁區(qū)，混合函數(shù)的數(shù)值等于1，因此在近壁區(qū)等價于k-ω。在遠離近壁面的區(qū)域混合值函數(shù)等于0，因此自動轉化為標準k-ε模型。與標準k-ω相比，SSTk-ω模型中增加了橫向耗散導數(shù)項，同時在湍流粘度定義中考慮了湍流剪切應力的運輸過程，模型中使用的湍流常數(shù)也有所不同。這些特點使得SSTk-ω模型的適用范圍更加廣泛，適用于翼型計算等。湍流強度（turbulenceintensity）和湍流耗散率（turbulentdissipation）湍流強度簡稱湍流度或湍強，是描述風速隨時間和空間變化的程度，反映脈動風速的相對強度，是描述大氣湍流運動特性的最重要的特征量。計算公式湍流強度漲落標準差和平均速度的比值，是衡量湍流強弱的相對指標。湍流強度I(turbulenceintensity)按下式計算：湍流強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算得到的雷諾數(shù)的負八分之一次方的乘積計算公式：I=*(re)^(-1/8)式中：I—湍流強度，re—雷諾數(shù)一般來說，其判定方法為：小于1%為低湍流強度，高于10%為高湍流強度。湍流動能耗散率是指在分子粘性作用下由湍流動能轉化為分子熱運動動能的速率。通常以單位質量流體在單位時間內損耗的湍流動能來衡量，以ε表示。湍流速度在空間上存在著隨機漲落，從而形成了顯著的速度梯度，在分子粘性力作用下通過內摩擦不斷地將湍流動能轉化為分子運動的動能。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。湍流粘性比（turbulentviscosityratio）是指湍動粘度μt與動力粘度μ的比值μt/μ，而湍動粘度又可表示成k和ε的函數(shù)：μt=ρ*Cμ*k2/ε。Cμ為經(jīng)驗系數(shù)，通常取，k為湍動能，ε為團動能耗散率。湍動粘度比μt/μ正比于湍動Reynolds數(shù)。4.邊界條件設置：速度入口（velocityinlet）邊界條件和壓力出口（pressureoutlet）邊界條件；湍流強度%，湍流粘性比：4*計算域面積/計算域周長。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量。5．算法及離散格式：：SIMPLE、二階迎風（SecondOrderUpwind）在FLUENT中，可以使用標準SIMPLE算法、SIMPLEC（SIMPLE-Consistent）算法及PISO算法。SIMPLE通常用于定常（steady）流計算PISO通常用于非定常流計算。默認是SIMPLE算法，但是對于許多問題如果使用SIMPLEC可能會得到更好的結果，尤其是可以應用增加的亞松馳迭代時，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IMPLEC算法很快得到收斂解。在SIMPLEC中，壓力校正亞松馳因子通常設為，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致不穩(wěn)定。對于所有的過渡流動計算，推薦使用PISO算法鄰近校正。它允許你使用大的時間步，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，具有鄰近校正的PISO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)和過渡計算推薦使用PISO傾斜校正。當你使用PISO鄰近校正時，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，請設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個左右；但為了對這些問題進行研究，我們可以借助于我們已經(jīng)相當成熟的代數(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)則在計算區(qū)域的離散網(wǎng)格上轉化為代數(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)值傳熱學中,迎風格式的引入是為了克服由于網(wǎng)格Pe數(shù)小于0而導致數(shù)值解出現(xiàn)震蕩的，迎風格式又可以分為一階迎風格式和二階迎風格式。其中,一階迎風格式(FirstOrderUpwind)容易獲得不準確的解,除非劃分足夠細密的網(wǎng)格,而且有一定的假擴散作用，即人工粘性。為此引入二階迎風格式(SecondOrderUpwind)，這種格式可以獲得較準確的解，而且絕對穩(wěn)定。采用有限容積法定義的二階迎風格式為：u>0時，F(xiàn)p=時,Fp=亞松馳：1、亞松馳（UnderRelaxation）：所謂亞松馳就是將本層次計算結果與上一層次結果的差值作適當縮減，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，為松馳因子（RelaxationFactors）。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：單元內變量等于原來的值

加上亞松馳因子a與

變化的積,

分離解算器使用亞松馳來控制每一步迭代中的計算變量的更新。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（湍流和其他標量）都會有一個相關的亞松馳因子。在FLUENT中，所有變量的默認亞松馳因子都是對大多數(shù)問題的最優(yōu)值。這個值適合于很多問題，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），在計算開始時要慎重減小亞松馳因子。使用默認的亞松馳因子開始計算是很好的習慣。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。有時候，如果發(fā)現(xiàn)