基于雙絲邊界層的湍流邊界層激光引射速度和風(fēng)荷載分析

基于雙絲邊界層的湍流邊界層激光引射速度和風(fēng)荷載分析

從20世紀(jì)中期開始，一系列流動顯示技術(shù)在促進(jìn)吞咽的實驗和研究中得到了應(yīng)用。kim等人用氣泡技術(shù)顯示了流量邊界層的適當(dāng)運(yùn)動。kim等人觀察到了具有粘性層的近周期條紋結(jié)構(gòu)，如噴射和掠奪過程導(dǎo)致的嚴(yán)重流量動脈流動，這是流量產(chǎn)生的主要過程。因此，通過控制好的預(yù)序列結(jié)構(gòu)，可以改變流場的特征。此外，在大氣腫縮的過程中，尤其是在大氣泡合并過程中，大氣泡聯(lián)合應(yīng)用的研究對于全面理解水流的擴(kuò)散和傳播非常重要。例如，在飛機(jī)的設(shè)計中，發(fā)現(xiàn)手動傾斜分離點(diǎn)可以提高飛機(jī)的升力。延遲分離點(diǎn)的方式之一是在飛機(jī)特定位置產(chǎn)生大的擬序結(jié)構(gòu)。另一方面，影響邊界層的擬序結(jié)構(gòu)可以減少壁面的摩擦阻力，改善壁面的熱傳遞和混合。目前有很多種控制擬序結(jié)構(gòu)的方法都已被證實是有效的.壁面的吹吸會影響壁面的剪應(yīng)力、摩擦阻力、湍動能、速度剖面以及猝發(fā)過程和各種尺度的變化.Antonia等提出吹吸流體會對近壁區(qū)中的低速條帶起穩(wěn)定作用,可以降低湍流度,使雷諾應(yīng)力減小.Antonia等在水槽中用流動顯示的方法,發(fā)現(xiàn)從一個多孔壁面引入一個速度很小(約為自由來流速度的0.07%)的擾動,可以增加穩(wěn)定性和低速條紋的流向擬序性,他們也證明了擾動會減小向外區(qū)噴射的平均頻率.引入局部吹吸擾動控制湍流的方法值得詳細(xì)和深入地研究.因為作為一種局部激勵壁湍流的方法,它是簡單而有效.此外,通過局部吹/吸可以比較容易地控制激勵的強(qiáng)度.許多工程應(yīng)用都使用局部擾動來改變湍流邊界層.例如,局部吹廣泛地應(yīng)用在燃?xì)鉁u輪的表面降溫和冷卻電子芯片等方面.Pailhas等已經(jīng)證明在湍流邊界層中通過一個或多個縫隙引入局部小擾動的作用,可以用于控制飛機(jī)后掠翼的翼前緣對機(jī)身的影響.本文的思想來源于人工從平板壁面的展向狹縫中引入質(zhì)量引射,以便對壁湍流流場中的相干結(jié)構(gòu)實施控制,通過此種方法達(dá)到減阻的目的.通過平板壁面的展向狹縫,將不同頻率的周期性質(zhì)量引射(或稱吹吸小擾動)引入至流場中,通過改變壁湍流邊界層中不同尺度的湍渦結(jié)構(gòu)的湍流統(tǒng)計特征量的分布、條件相位平均波形的相位和幅值及不同速度分量的條件相位平均波形的相位差,從而對平板湍流邊界層中原有的相干結(jié)構(gòu)進(jìn)行干擾和控制.1雙絲探針測量條件本實驗是在天津大學(xué)低變湍流度風(fēng)洞中完成的.該風(fēng)洞實驗段高度為450mm,長度為4500mm,寬度為350mm,原始湍流度小于0.07%.為了加快湍流邊界層的轉(zhuǎn)捩,將正對來流方向的平板前緣削為楔形,并且在前緣附近安裝了一條直徑約為3mm的絆線和寬度約為150mm的砂紙.在距離平板前緣約為1000mm沿展向開了一條狹縫,該狹縫的展向長度約為300mm,流向?qū)挾燃s為5mm.如圖1所示,坐標(biāo)軸的原點(diǎn)位于狹縫上游邊界的中心處.本實驗采用了TSI公司的IFA300型恒溫?zé)峋€風(fēng)速儀以及1240-T1.5型、1243-T1.5型雙絲熱線探針進(jìn)行測量,測量時1243型雙絲熱線探針的雙絲置于坐標(biāo)軸的x-y平面內(nèi),要求雙絲的角平分線分別與x軸和y軸平行;1240型雙絲熱線探針的雙絲置于坐標(biāo)軸的x-z平面內(nèi),要求雙絲的角平分線分別與x軸和z軸平行.局部擾動由信號發(fā)生器、功率放大器和揚(yáng)聲器組成的裝置獲得.Kim和Sung采用直接數(shù)值模擬(DNS)方法研究了人為引入三種不同幅值的周期性小擾動(該擾動幅值約為來流速度的5%左右)對壁湍流邊界層的影響,結(jié)果發(fā)現(xiàn):擾動頻率的變化對湍流結(jié)構(gòu)的影響要比擾動幅值的變化的影響更大或者說更為敏感.本實驗中采用的小擾動的速度為0.45m/s,約為來流速度的4%左右,無量綱化的擾動振幅固定在0.0375(為擾動速度與來流速度的比值).本實驗中采用三種頻率分別為16,32,64Hz的周期性吹吸小擾動,無量綱化后的三種頻率大小分別為f+=0.0094,0.0188,0.0376.實驗采樣頻率為50kHz,采樣時間為21s,數(shù)據(jù)量為1048576.自由來流速度為12m/s,邊界層厚度為140mm,雷諾數(shù)為129140.以狹縫前邊緣中心處為起始測量的原點(diǎn),分別從沿著流向位置為-7.5,-2.5,2.5,5,10,15,20,30,40mm處測量了施加周期性質(zhì)量引射或稱吹吸小擾動前后流場的變化情況.2分析2.1uxxb對于雷諾數(shù)有限的真實流體,用湍流局部結(jié)構(gòu)平均的速度結(jié)構(gòu)函數(shù)來表示一個湍流結(jié)構(gòu)的相鄰部分間的相對運(yùn)動和相對變形.描述這個湍流結(jié)構(gòu)前后兩部分的相對運(yùn)動和變形的湍流局部平均速度結(jié)構(gòu)函數(shù)定義為δu(b,a)=ˉu(b+x)x∈[0,a]-ˉu(b-x)x∈[0,a]δu(b,a)=u(b+x)ˉˉˉˉˉˉˉˉˉˉˉˉx∈[0,a]?u(b?x)ˉˉˉˉˉˉˉˉˉˉˉˉx∈[0,a](1)其中ˉu(x)u(x)ˉˉˉˉˉˉˉ表示在同一個湍流結(jié)構(gòu)內(nèi),尺度為a,中心位置分別為b-a2b?a2和b+a2b+a2的相鄰兩部分流體微團(tuán)遷移速度的局部平均值,其差值為δu(b,a),代表尺度為a的相鄰兩部分流體微團(tuán)的平均遷移速度的差,2a為湍流結(jié)構(gòu)的空間尺度,b-a2b?a2和b+a2分別為兩個相鄰流體微團(tuán)中心的空間位置.δu(b,a)>0表示中心為b+a2,尺度為a的前一個流體微團(tuán)的平均遷移速度快于后一個流體微團(tuán)的平均遷移速度,這兩部分相鄰流體作用效果體現(xiàn)為拉伸,此時上游的低速流體流向下游,使當(dāng)?shù)鼐植克俣葴p小,可以理解為猝發(fā)過程中的噴射過程.反之,δu(b,a)<0表示尺度為a,中心位置為b+a2的前一部分流體微團(tuán)的平均遷移速度慢于后一部分流體微團(tuán)的平均遷移速度,這兩部分相鄰流體作用效果體現(xiàn)為壓縮,上游的高速流體流向下游,使當(dāng)?shù)鼐植克俣仍黾?可以理解為猝發(fā)過程中的掃掠過程.p階局部平均結(jié)構(gòu)函數(shù)定義為?|δu(a,b)|p?b=?|ˉu(x)x∈[b+a,b]-ˉu(x)x∈[b-a,b]|p?b(2)其中〈〉b代表對位置b取系綜平均.特別地?p=2時E(a)=?|δu(a,b)|2?b=?|ˉu(x)x∈[b+a,b]-ˉu(x)x∈[b-a,b]|2?b(3)式(3)表示一個尺度為2a的湍流結(jié)構(gòu)引起變形的湍流動能.2.2構(gòu)函數(shù)負(fù)的極小值本文中用于檢測并且提取不同尺度相干結(jié)構(gòu)的猝發(fā)過程的方法是流向局部平均結(jié)構(gòu)函數(shù)模局部極大值法.該方法將局部平均結(jié)構(gòu)函數(shù)正的極大值作為判斷掃掠過程的閾值;反之,將局部平均結(jié)構(gòu)函數(shù)負(fù)的極小值作為判斷噴射過程的閾值.這種判斷準(zhǔn)則依據(jù)的是:相干結(jié)構(gòu)的猝發(fā)過程可被進(jìn)一步分為噴射和掃掠過程.在相干結(jié)構(gòu)猝發(fā)過程中,該結(jié)構(gòu)的中心位置拉伸或壓縮特征最明顯,此時,δu(b,a)的幅值(模)達(dá)到極值.對應(yīng)掃掠過程,δu(b,a)達(dá)到正極大值,代表相干結(jié)構(gòu)的中心;對應(yīng)噴射過程,δu(b,a)達(dá)到負(fù)極小值,代表相干結(jié)構(gòu)的中心.因此,用δu(b,a)的幅值達(dá)到極值的位置可以判斷相干結(jié)構(gòu)的在掃掠或噴射階段的中心位置.此外,相干結(jié)構(gòu)猝發(fā)的時間尺度是通過子波分析辨識湍流猝發(fā)事件的能量最大準(zhǔn)則來確定的.3擾動前后湍流的脈動力學(xué)性能表1中給出了施加不同頻率擾動后的壁面摩擦因數(shù)Cf在被無擾動時的壁面摩擦因數(shù)Cf0無量綱化后沿流向x的分布.本文采用平均速度剖面法測量湍流邊界層的壁面摩擦阻力.湍流邊界層近壁區(qū)域的對數(shù)律平均速度分布為U(y)u*=Alnyu*ν+B(4)其中U(y)為法向位置y處的平均流速;ν是運(yùn)動黏度;u*為壁面摩擦速度,它與壁面摩擦切變應(yīng)力τw的關(guān)系為τw=ρ·u2*(5)壁面摩擦切變應(yīng)力τw與壁面摩擦因數(shù)Cf的關(guān)系為Cf=2τwρ?U2∞=2?(u*U∞)2(6)通過測量湍流邊界層近壁區(qū)域?qū)?shù)律平均速度分布,使用牛頓迭代法獲得壁面摩擦速度u*,然后計算出壁面摩擦切變應(yīng)力τw和壁面摩擦因數(shù)Cf.實驗中常數(shù)A取2.44～2.5,B取4.9～5.5.從表1中可以看出,在不同的流向位置和不同頻率的周期性質(zhì)量引射的作用下,摩擦因數(shù)都有所減小,只是減小的程度略有不同.其中在流向位置10mm處,摩擦因數(shù)減小得最多,約為15%,隨著向下游傳播,擾動也在逐漸地衰減,在大于10mm的流向位置,摩擦因數(shù)均逐漸回升.在Sano和Hirayama及Park和Choi所做的定常擾動的實驗中和Tardu所做的周期性吹的實驗中也可以觀察到這種減小和逐漸恢復(fù)的情形.其中文獻(xiàn)中認(rèn)為加入擾動后,抬升了壁面附近的渦,減弱了其與壁面的相互作用,從而導(dǎo)致了壁面摩擦的減小.圖2和圖3分別給出了無擾動和施加不同頻率擾動前后的雷諾切變應(yīng)力-ˉu′v′,-ˉu′w′沿流向和法向分布的等值線圖.圖中虛線部分給出的是數(shù)值的量級小于或等于10-4.相對于無擾動的情況,在施加擾動以后,-ˉu′w′和-ˉu′v′都有所減小,而且-ˉu′w′要比-ˉu′v′減小得更多.雷諾應(yīng)力和湍動能的輸運(yùn)密切相關(guān),通過雷諾應(yīng)力將平均運(yùn)動動能轉(zhuǎn)移到湍流脈動,維持湍流脈動.由此可見,施加擾動減弱了湍動能的輸運(yùn),一定程度上抑制了湍流脈動.文獻(xiàn)利用直接數(shù)值模擬對壁面展向周期振動的槽道湍流進(jìn)行研究,認(rèn)為壁面展向周期振動使低速條帶插入流向渦下方,使高速條帶向流向渦上方運(yùn)動,從而在雷諾應(yīng)力的象限分析中一、三象限的比重增加,造成雷諾應(yīng)力減小.本文采用子波分析辨識湍流猝發(fā)事件的能量最大準(zhǔn)則確定擬序結(jié)構(gòu)猝發(fā)對應(yīng)的時間尺度.圖4(a)～圖4(f)分別給出了未施加擾動時,在流向位置x=-7.5mm(縫上游)、法向位置y+=20,流向、法向、展向脈動速度分量的分尺度擬序結(jié)構(gòu)噴射和掃掠的條件相位平均波形.圖中縱軸為相位平均速度,橫軸為時間,相位平均波形的點(diǎn)是按流體質(zhì)點(diǎn)經(jīng)過探針的時間先后排列的.對于圖4(a),噴射發(fā)生時,流向速度分量在時間歷程中是一個急劇減速過程.對于圖4(b),掃掠發(fā)生時,流向速度分量的條件相位波形是一個急劇加速過程,這一過程的作用時間雖然只有2×10-3s,但是流體結(jié)構(gòu)減速或壓縮最劇烈.這一過程對于湍流質(zhì)量、動量和能量的輸運(yùn),對于湍流的維持、發(fā)展和演化起著非常重要的作用.許多文獻(xiàn)表明,在相干結(jié)構(gòu)的掃掠過程中,正是黏性流體的劇烈剪切作用產(chǎn)生了壁面摩擦阻力.相比層流,這是湍流會產(chǎn)生更大壁面摩擦阻力的根本原因.對于圖4(c)和圖4(e),噴射發(fā)生時,法向速度分量為遠(yuǎn)離壁面(正)的方向,此時展向速度向正方向的加速,表明低速流體自壁面向外區(qū)噴射使測點(diǎn)當(dāng)?shù)亓飨蛩俣冉档屯瑫r低速流體在展向上向右側(cè)加速(從上游向下游看時,展向正方向為右側(cè),負(fù)方向為左側(cè));對于圖4(d)和圖4(f)掃掠發(fā)生時,法向速度向靠近壁面的(負(fù))的方向增加,此時展向速度為向負(fù)方向的加速,表明來自外區(qū)的高速流體掃掠使測點(diǎn)當(dāng)?shù)亓飨蛩俣仍黾?同時低速流體在展向上向左側(cè)加速.這與Subramanian和Rajagopalan等用條件采樣方法檢測的結(jié)果是一致的.圖5為施加擾動前后,在法向y+=20的近壁緩沖層,流向x=10mm位置上,噴射掃掠過程中對應(yīng)最大能量尺度的流向、法向和展向脈動速度分量的條件相位平均波形.對應(yīng)圖5(a)和圖5(b),可以發(fā)現(xiàn)施加擾動以后,相位平均波形的平靜期變長,即擬序結(jié)構(gòu)的猝發(fā)時間間隔變長,猝發(fā)的頻率降低.從法向脈動速度分量的條件相位平均波形,對應(yīng)圖5(c)和圖5(d),可以發(fā)現(xiàn)施加擾動以后,法向脈動速度分量的條件相位平均波形與未施加擾動相比,相位完全反向.從展向脈動速度分量的條件相位平均波形來看,對應(yīng)圖5(e)和圖5(f),施加擾動以后,波形相位幾乎相反,波幅更為平緩.說明周期吹吸擾動顯著抑制了多尺度擬序結(jié)構(gòu)的噴射和掃掠過程,不僅改變了噴射和掃掠時脈動速度的條件相位波形的幅值,也改變了噴射和掃掠時脈動速度的相位.在f+=0.0376擾動頻率上,影響效果最顯著.圖6給出了流向x=10mm,緩沖層y+=20,施加擾動前后〈u′v′〉和〈u′w′〉的條件相位平均波形,發(fā)現(xiàn)施加擾動以后,〈u′v′〉和〈u′w′〉的條件相位平均波形的幅值均有不同程度的減小,而且,更加趨近于0,其中施加頻率f+=0.0376的擾動時,減小得最多.結(jié)合圖5發(fā)現(xiàn)周期性擾動改變了噴射和掃掠的動力學(xué)過程,使得雷諾應(yīng)力符號和幅值發(fā)生變化.從圖中可以看出,施加擾動以后,〈u′v′〉的條件相位平均波形符號完全改變,由負(fù)值改變?yōu)檎?這種變化完全是由于法向速度分量的相位平均波形的相位改變引起的.從湍動能和雷諾應(yīng)力的輸運(yùn)方程可知,在湍流邊界層中,湍動能和各雷諾應(yīng)力分量的生成主要由-ˉu′v′dUdy貢獻(xiàn),施加擾動以后,緩沖層雷諾應(yīng)力ˉu′v′的符號和幅值改變,由負(fù)值改變?yōu)檎?使-ˉu′v′dUdy對湍動能和各雷諾應(yīng)力分量的生成產(chǎn)生了負(fù)的貢獻(xiàn),使湍動能和各雷諾應(yīng)力分量減小.考察〈u′w′〉的條件相位平均波形,發(fā)現(xiàn)相位平均波形的幅值有明顯減小,隨著擾動頻率的增加,波形更趨近于0附近波動.為了進(jìn)一步研究流向脈動速度和法向脈動速度分量(或展向脈動速度分量)相位平均波形的相位差與雷諾應(yīng)力的關(guān)系,計算流向脈動速度和法向脈動速度分量(或展向脈動速度分量)相位平均波形對應(yīng)不同時間延遲(相位差)的互相關(guān)系數(shù),當(dāng)互相關(guān)系數(shù)達(dá)到最大值時,對應(yīng)法向脈動速度分量(或展向脈動速度分量)滯后或超前于流向脈動速度相位平均波形的延遲時間,將此延遲時間用相應(yīng)尺度的噴射或掃掠事件的時間周期(一個周期對應(yīng)2π)折算成相位角度,即為法向脈動速度分量(或展向脈動速度分量)滯后或超前于流向脈動速度相位平均波形的相位差.圖7給出了流向x=10mm處,擾動頻率f+=0.0376,噴射和掃掠過程中,近壁緩沖層和對數(shù)律層,不同法向位置流向脈動速度分量u′和橫向脈動速度v′或w′的條件相位平均波形的相關(guān)系數(shù)隨橫向脈動速度v′或w′滯后于流向脈動速度u′相位角Δθ的變化.從圖中可以看到,流向和法向脈動速度的條件相位平均波形的相關(guān)系數(shù)的最大值集中在3π/2(270°)左右,流向和展向脈動速度的條件相位平均波形的相關(guān)系數(shù)的最大值也集中在3π/2(270°)左右.說明在施加周期性吹吸擾動后,改變了橫