Критический анализ моделей

Анализ структуры турбулентного потока в пристеночной зоне представляет актуальную задачу для различных отраслей техники. В настоящее время в описании пульсационного движения используют ПРН-модели. Анализ литературы показывает [4], что такие версии весьма успешны в предсказании турбулентных течений. Заметим, что широко используемые в настоящее время двухпараметрические модели [типа (k-e), (k-L), (k-w)] применимы к таким задачам в очень ограниченных случаях и требуют значительной модификации. Данный подход признан бесперспективным. Что касается алгебраических моделей рейнольдсовых напряжений (АМН-моделей), то они вряд ли окажутся универсальными из-за способа построения, опирающегося на допущения об упрощении физического явления.

В связи с этим в настоящей работе поставлены цели: адаптировать различные версии моделей замыкания рейнольдсовых напряжений к оценке развивающихся турбулентных течений в каналах; утвердиться в достоинствах представленных ПРН-моделей в расчете анизотропных пристеночных течений путем сравнения с экспериментальными данными по широкому кругу параметров; оценить замыкающие аппроксимации ПРН-моделей, значения ее численных параметров с целью развить форму модели, рекомендуемую к применению в широкой области технических приложений.

2. Математическая модель течения

Общую систему определяющих уравнений, используемую для расчета развивающихся течений несжимаемой жидкости в каналах, из соображений простоты целесообразно дать в тензорной записи. В этом виде уравнения неразрывности, движения и ПРН-модель [5] выглядят следующим образом:

(1)

(2)

(3)

(4)

Здесь .

3. Граничные условия и численный метод решения

Система определяющих уравнений (1)-(4) и замыкающие соотношения записываются в цилиндрической системе координат.

Краевые условия сводятся: к заданию на входе однородных профилей для осевой скорости осредненного течения, нормальных напряжений ( ), кинетической энергии и скорости диссипации ( ,где Tu-интенсивность турбулентности), другие параметры в этом случае равны нулю.

При x= (выход) принято На стенке (r=R) реализуются условия прилипания потока и отсутствия турбулентных пульсаций, а также На оси симметрии (r=0):

, V=W=0,

Численное интегрирование выполняется на неравномерных сетках. Сгущение узлов к твердым поверхностям отвечает замене переменных в исходных уравнениях:

где D-параметр преобразования, обеспечивающий попадание трех- пяти узлов в область .

4. Обсуждение результатов

Расчеты выполнены при следующих параметрах:Re=(0.1¸5)× , D=0.007¸0.1м, =150D, Tu=(0.4¸10)%, рабочее тело - воздух, вода. Сравнение с данными [1-3,11,12] по параметрам U, в развивающемся осесимметричном потоке представлено на рис.1-4. Так, на рис.1 изображены распределения относительной скорости по поперечному сечению в зависимости от y/R ( где y=R-r) в различных выделенных сечениях по длине от x/D канала. Линия 1 соответствует x/D=3, 2-12, 3-41. Сплошная линия относится к ПРН-L-модели, линия (----)-модель Элгобаши M3, (¾ ¾) – модель Сима М2, (¾ - - ¾) – модель Ханжалика M1. Значки: - данные опыта Веске (Re=1.6 ,D=0.01м, Tu=0.43%, воздух). На рис.2 даны распределения по длине трубы (x/D) в различных точках по радиальной координате (y/R). Так, линии 1 отвечают y/R =1, 2-0.3, 3-0.15, 4-0.05. Значки – эксперименты (Re=400000, Tu=0.43%, обозначения те же, что и на рис.1). Из рис.1,2 видно, что результаты теории неплохо согласуются с экспериментом. Отличие расчетных данных, полученных по различным моделям незначительно. Это неудивительно,

Рис.1

Рис.2

Рис.3

Рис.1 Профили осевой скорости от поперечной координаты во входной области. Здесь линия – расчет, значки – эксперимент: 1-x./D=3 (■), 2-12 (▲), 3-41 (●); (¾) – ПРН–L, (¾ ¾) – M1, (- - -) – M2, (¾ - - ¾) – M3-модели. Рис.2. Распределения осевой скорости продольной координате в выделенных точках по поперечной координате. Обозначения те же, что и на рис.1, значки – эксперимент: 1-y/R=1 (●), 2-0.3 (■), 3-0.15 (♦), 4-0.05 (▲). Рис.3. Распределение кинетической энергии турбулентности во входной области в зависимости от поперечной координаты. Обозначения те же, что и на рис.1.

т.к. все они предназначены для расчета развивающихся внутренних течений. Однако, в области 40£x/D£80 как у оси, так и у стенки (рис.2, линии 1,3,4) имеется некоторое рассогласование, связанное с большей чувствительностью (ПРН-e)-моделей к возмущениям, идущим со входа и от стенки. На рис.3 приведены профили кинетической энергии ( )×10³ (где -динамическая скорость) от y/R в сечениях канала x/D=3, 12, 41 (соответственно линии 1-3). Все обозначения, включая значки, отмечающие эксперимент те же, что и на рис.1. Видно, что наилучшее согласие демонстрирует ПРН-L-модель (сплошная линия). Расчеты показывают, что ни одна из ПРН-e-моделей не предсказывает большой максимум достаточно точно, что является их общим недостатком в описании течений с малыми числами Рейнольдса. Данные о характере распределений компонентов тензора рейнольдсовых напряжений приведены на рис. 4. Значки- результаты опытов [11].

Рис.4. Радиальные распределения рейнольдсовых напряжений во входной области. Здесь линия- расчет (обозначения прежние), значки – данные[1,2]: 1-x/D=20 (■), 2-30 (▲), 3-50 (♦), 4-150 (●).

(Re=30000, Re=423500, D=0.1м). Рисунки а)-г) отвечают распределениям в зависимости от y/R для сечений x/D=20 - линия 1, 30-2, 50-3, 150-4. Все модели удовлетворительно описывают течение в области x/D ³30, однако непосредственно во входной зоне имеется рассогласование. Это связано с ограниченностью экспериментальнах данных: отсутствуют значения e, k, на входе. Из рис.4 видно, что предпочтительнее выглядят модели ПРН-L, ПРН-e (М3). Модель М1 (Ханжалика) весьма груба в определении нормальных компонент у стенки (особенно ). Модель М2 занижает большой максимум на участке стабилизированного течения на 12%, завышает максимум на 40% относительно данных. Отклонение М3 в значениях порядка 8%. Использование L-уравнения [10] в ПРН-модели позволяет наиболее точно раскрыть пристеночную узкую зону течения. Из результатов следует, что отличие моделей в ядре канала незначительно. Это говорит о слабом влиянии способа аппроксимации R_ij,2 в данных моделях. У стенки М2, М3 близки, поэтому аппроксимация R_ij,w в таких моделях достаточно успешна в описании прямоточных течений. В сравнении с ПРН-L- моделью все модели с e- уравнением имеют недостаток в оценке . Последняя характеристика имеет определяющее значение в приcтенном распределении кинетической энергии турбулентности.

В качестве иллюстрации возможностей ПРН-L-модели (в пакете Fluent) в расчете конкретного гидродинамического течения слабосжимаемого газа в сложном канале на рис.5(а-е) дана карта “тонких” пульсационных параметров: поля скорости (а), турбулентной кинетической энергии (б), компонент тензора напряжений Рейнольдса (в-е).

Рис. 5 (а). Поле скорости	Рис. 5 (б). Поле турбулентной кинетической энергии
Рис. 5 (в). Осевая нормальная компонента тензора напряжений Рейнольдса	Рис. 5 (г) Радиальная нормальная компонента тензора напряжений Рейнольдса
Рис. 5 (д) Окружная нормальная компонента тензора напряжений Рейнольдса	Рис. 5 (е) Напряжение сдвига

Основные выводы

Расчеты показывают, что более точное описание узкой пристенной зоны на базе ПРН-e моделей должно быть связано с поиском лучших аппроксиаций членов диффузии и перераспределения. Модель Элгобаши здесь имеет преимущества в корректности учета анизотропии течения и эффектов, связанных с малыми числами Рейнольдса. Однако численный алгоритм в этом случае является неэкономичным. Алгоритм, построенный на базе ПРН-L- модели, требует на 50% меньше времени в сравнении с остальными при получении установившегося решения. Видно также, что особенности внутренних течений достаточно корректно можно прогнозировать на основе ПРН-L-модели, учитывающих анизотропный характер турбулентности непосредственно у стенки и позволяющих воспроизводить эффекты смещения зон экстремальной интенсивности пульсаций вглубь потока, распада энергосодержащих вихрей и их восстановление, а также элементы перемежаемости.

Заключение

Как показывает вышеизложенный материал, практические результаты работы с современными моделями и модулями программ, методиками численного расчета сложных сдвиговых течений в трубах могут быть сведены к некоторым замечаниям. Так, основные выводы по анализу гидродинамики и теплообмена при турбулентных режимах течений в трубопроводных системах, трубах и каналах с короткими и протяженными участками показывают:

· более точное описание узких пристеночных зон на базе современных алгоритмов, ПРН-e моделей турбулентности должно быть связано с поиском лучших аппроксимаций членов диффузии и перераспределения.;

· Алгоритм, построенный на базе ПРН-L-модели, требует на 50% меньше времени в сравнении с остальными при получении установившегося решения. Видно также, что особенности внутренних течений достаточно корректно можно прогнозировать на основе ПРН-L-модели, учитывающих анизотропный характер турбулентности непосредственно у стенки и позволяющих воспроизводить эффекты смещения зон экстремальной интенсивности пульсаций вглубь потока, распада энергосодержащих вихрей и их восстановление, а также элементы перемежаемости;

· описанные алгоритмы надежны и эффективны в расчете течений с особенностью границ течения, включающих неоднозначные эффекты конвективного и диффузионного взаимодействия;

· интегральный масштаб турбулентности L, уравнение интенсивности пульсаций температур весьма корректны в предсказании механизмов смещения турбулентности, ее вырождения и последующего восстановления;

· детальный анализ проблем, встречающихся при моделировании внутренних течений и теплообмена жидкости со стенками канала вполне возможен на уровне полных транспортных уравнений для тонких параметров.

Литература

1. Лойцянский Л.Г. Механика жидкости и газа. М.: Гл. ред. физ.- мат. л-ры, 1993. -848с.
2. Седов Л.И. Механика сплошных сред. Т.2. М.: Гл. ред. физ.- мат. л-ры, 1976. -576с.
3. Кочин Н.Е., Кибель И.А., Розе Н.В. Теоретическая гидромеханика. М.: Физматгиз, 1963 В 2-х т. -584с.
4. Лурье М.В. Математическое моделирование процессов трубопроводного транспорта нефти, нефтепродуктов и газа: Уч. пос. – М. ФГУП Изд.-во “Нефть и газ” РГУ нефти и газа им. И.М. Губкина, 2003. – 336с.
5. Хант Д.Н. Динамика несжимаемой жидкости. М. Мир, 1967. -183с.
6. Архипов В.А. Лазерные методы диагностики гетерогенных потоков. Учебное пособие. Томск: Изд–во ТГУ, 1987. -140с.
7. Харламов С.Н и др. Математические модели течения и теплообмена во внутренних задачах динамики вязкого газа. Томск: Изд-во Том. ун-та, 1993. - 187с.

8. Бубенчиков А.М., Харламов С.Н. Математические модели неоднородной анизотропной турбулентности во внутренних течениях. -Томск: Изд.-во ТГУ, 2001. -448с.

9. Турбулентные сдвиговые течения 1/ Под ред. Ф. Дурста и др. М.: Машиностроение. 1982. -432c.

10. Флетчер К. Вычислительные методы в динамике жидкостей. М.: Мир,1990. В 2-х т.

Поиск по сайту: