Модель турбулентного течения

В работах [12, 19, 21−27] мы рассмотрели некоторые вопросы моделирования турбулентных течений. Основные результаты, касающиеся неизотермических потоков над шероховатой поверхностью с учетом силы плавучести, были получены в наших работах [21−27] и других.

Рассмотрим систему уравнений, описывающую течение несжимаемой жидкости с учетом объемных сил электромагнитного происхождения.

(7).

Здесь обозначено: — вектор скорость потока; - кинематическая вязкость; - давление; - плотность среды, — вектор объемной силы, обусловленной взаимодействием наведенных токов с магнитным полем, .

Методы прямого численного моделирования турбулентных течений (DNS) опираются непосредственно на систему уравнений (7). При этом для вычисления профиля скорости часто используется приближенный метод Галеркина или метод моментов, а также метод Ритца и другие приближенные методы [13−18]. Теорема существования и единственности [13−17] касается именно приближенного, а не точного решения.

Но даже при наличии приближенного метода решения прямое численное моделирование турбулентности не всегда приводит к желаемому результату, так как система уравнений (7), сформулированная для несжимаемых течений, содержит в себе противоречие. Действительно, при выводе этой системы уравнений предполагается, что плотность среды не меняется, а это, в свою очередь, означает малость числа Маха потока [28].

(8).

Здесь — скорость звука. Однако, на таких решениях, которые описаны в работе [17], условие (8) может нарушаться, что приводит к необходимости учета сжимаемости среды. При этом желательно, чтобы тип системы уравнений (7) не изменился при всех ее модификациях. Известно множество способов регуляризации системы уравнений (7), как по давлению, так и по градиенту скорости [12−19].

Рассмотрим следующий подход к учету сжимаемости без изменения типа системы уравнений (7). Запишем уравнение неразрывности для сжимаемой среды в форме.

(9).

Оценка правой части уравнения (9) имеет порядок, где — характерная частота пульсаций давления. При выполнении условия (8) и для умеренных частот правую часть можно устремить к нулю, в результате приходим к первому уравнению (7). Однако для больших частот колебаний параметров потока, характерных для турбулентных режимов, условия (8) может оказаться недостаточно для того, что бы положить нулю правую часть уравнения (9). Область таких частот определяется неравенством .

Следовательно, турбулентная среда не может считаться несжимаемой даже при малых числах Маха. Для такой среды необходимо сформулировать такое уравнение состояния, которое отражало бы связь параметров в турбулентном потоке. Рассмотрим функционал.

(10).

Функционал (10) обладает следующими свойствами.

(11).

Таким образом, используя функционал (10) можно описать мгновенное и среднее значение давления в турбулентном потоке. Вычисляя производную по времени от обеих частей выражения (10), находим.

(12).

Положим в правой части (12), а соответствующий этому времени функционал (10) обозначим. Теперь мы можем сформулировать необходимый критерий регуляризации в виде.

(13).

Здесь — некоторые параметры, которые могут быть определены для потока в целом. В результате применения (13) к уравнению (10), находим.

(14).

Где обозначено — параметр, характеризующий вязкость в турбулентном потоке. Используя уравнение (14), можно переформулировать модель Навье-Стокса (7) в виде, удобном для численного интегрирования. Для этого запишем второе уравнение (7) в форме.

Здесь. Вычислим дивергенцию от обеих частей уравнения (15), тогда, используя (14) с постоянными параметрами получим.

(16).

Здесь по повторяющимся индексам осуществляется суммирование, — параметр турбулентной диффузии поля давления, — динамическая вязкость. Наконец, мы можем записать систему уравнений (7) в форме системы уравнений параболического типа [12, 19]:

(17).

Отметим, что параметры турбулентной диффузии и вязкости возникают в системе (17) в силу уравнения (14). Параметр турбулентной диффузии в модели (17) имеет ясный физический смысл, как и происхождение напряжений Рейнольдса. Система уравнений (17) может быть использована для моделирования неустановившихся турбулентных течений [12, 19].

Другой вариант преобразованной системы уравнений Навье-Стокса может быть получен путем прямой подстановки выражения давления (14) в уравнение (15), имеем.

(18).

Здесь параметры, следует считать заданными функциями координат и времени. Отметим, что в модели (18) турбулентность проявляется через механизм второй или объемной вязкости, а не через сдвиговые напряжения, как в стандартных моделях турбулентности, включая нашу модель [21−27].

Уравнение (18) было использовано в работе [19] для моделирования турбулентного течения в прямоугольной полости при ускорении внешнего потока. В настоящей работе мы используем численную модель [19] для моделирования турбулентного течения проводящей жидкости в прямоугольной полости во вращающемся магнитном поле [6, 10].