Лекция 13 Применение метода потоков в механике сплошных идеальных сред 2007. Численные методы…Лекция 13 1 Цели изучения: • Освоение метода потоков при решении задач в механике сплошных идеальных сред: - изучение численных процедур при вычислении интегральных и дифференциальных характеристик, - составление алгоритма метода потоков, - изучение методики применения метода потока к решению задачи обтекания прямоугольного выступа. 2007. Численные методы…Лекция 13 2 Содержание 7.12. Применение метода потоков в механике сплошных идеальных сред: 7.12.1. Постановка задачи. 7.12.2. Замкнутая система уравнений сохранения в квадратурной форме. 7.12.3. Конечно-разностная схема метода потоков. 7.12.4. Распределение скоростей и давлений при обтекании прямоугольного выступа эйлеровым газом. 2007. Численные методы…Лекция 13 3 7.12.1. Постановка задачи • Общие принципы построения конечно-разностных схем метода потоков, разработаны Севериновым и Бабаковым, [1, 2]. Основу метода составляет явная разностная схема для переменных поля потока, которая является условно – устойчивой и условно монотонной. Схема по её построению является консервативной, т.к. основана на использовании замкнутой системы уравнений сохранения массы, импульса и полной энергии (переменные поля течения). • Решение задачи ищется в области , границы которой образованы контуром Г0 обтекаемого тела и некоторой достаточно удаленной от тела замкнутой поверхностью Г. Эта область разбивается на малые фиксированные в пространстве объемы-ячейки ΔV, каждая из которых характеризуется массой m, компонентами импульса Pl (l = x, y, z) и полной энергией газа Е. Деление этих характеристик на объем ячейки ΔV определяет массовую плотность ρ, компоненты импульса pl и полную энергию ε в единице объема. Эти характеристики относят, как правило, к геометрическому центру объема ΔV. • От функций pl и ε легко перейти к общепринятым переменным поля – компонентам l вектора скорости υ и внутренней энергии εвн единицы pl 2 массы: l , вн . 2 (7.12.1) 4 Переменные поля течения и плотности потоков Переменные поля ρ, l и ε (или εвн), а также их первые производные на граничной поверхности S ячейки ΔV определяют на этой поверхности векторы плотностей потоков массы jρ (п. 5.4.1) , тензор плотности потока импульса Пik(5.6.4) и полной энергии I - вектор Умова-Пойтинга (6.2.5). • Если воспользоваться уравнениями сохранения в дивергентном виде для массовой плотности (5.3.5), импульса (5.6.5) и полной энергии (6.2.6) в объеме V, то эту систему уравнений можно записать с использованием теоремы Гаусса-Остроградского в обобщенном виде: F (7.12.2) q f n dS , F f dV . t S ( V ) Здесь величины f и q f могут принимать значения • f { , l , }, q f {j , Пik , I} . (7.12.3) В (7.12.2) n - единичный внешний к S нормальный вектор. Плотности потоков qf определяются на поверхности S переменными поля и их производными. • Уравнения (7.12.2,3) справедливы для произвольного объема V, и естественно требовать их выполнения для минимального объема-ячейки ΔV разностной сетки. Дополнительными условиями для системы (7.12.3) являются значения плотностей потоков qf на ограничивающих объем V поверхностях. Вид этих условий определяется постановкой рассматриваемой физической задачи. 5 7.12.2. Замкнутая система уравнений сохранения в квадратурной форме Сформулированная выше задача сводится к необходимости определения переменных l и ε (или εвн) и плотностей потоков qf в характерных точках поля течения так, чтобы уравнения (7.12.2) выполнялись с требуемой точностью для каждого элементарного объема ΔV. • Интегралы в (7.12.2) вычисляются по квадратурной формуле F n1 F n (7.12.4) h q f n dS . S Здесь плотности потоков qf определяются по значениям переменных поля и их производных в характерных внутренних точках объемов-ячеек, а величины Fn+1 вычисляются с погрешностью О(τ2). Оператор h определяет конечно – разностное представление интеграла по некоторой квадратурной формуле, зависящей от шага h расчетной сетки. Величина τ есть шаг по времени. • Уравнения (7.12.4) для аддитивных характеристик m, Пi и Е среды во всех объемах (ячейках) составляют систему нелинейных алгебраических уравнений для переменных газодинамического поля в одной точке элементарного объема (ячейки) . Система уравнений (7.12..4) вместе с определением (7.12.1), уравнением состояния и граничными условиями является замкнутой. • 6 Переменные в поле течения и на граничных поверхностях Отличительные особенности рассматриваемой численной модели: все переменные в (7.12.2) естественно разделяются на две группы: – переменные поля течения (массовая плотность ρ, компоненты скорости l , давление Р, температура Т) имеют локальный характер, являются интенсивными параметрами, т.к. их градиенты определяют плотности потоков массы, импульса и энергии; – переменные на граничных поверхностях (плотности потоков) являются экстенсивными параметрами, и для них сформулированы законы сохранения (7.12.2). В соответствии с разным физическим смыслом переменных вычисление их на границах элементарного объема ΔV также должно быть различным. В методе потоков плотности потоков вычисляются с учетом направления вектора скорости с использованием несимметричных апроксимационных формул. Направление вектора скорости учитывается в том смысле, что плотности потоков в некоторой точке определяются аналогичными в точках, лежащих против течения. Наличие конвективного переноса делает пространственные направления потоков неравнозначными, что необходимо учитывать при составлении разностных схем. Переменные же поля и их производные (в тензоре вязких напряжений и законе теплопроводности) определяются по симметричным формулам. • 7 Свойство консервативности метода потоков Переход к интегральным законам сохранения (7.12.2) требует производных на единицу меньшего порядка по сравнению с прямыми методами численного решения уравнений Навье – Стокса, что существенно упрощает решение. • Метод потоков обладает свойством консервативности по массе, импульсу и полной энергии на каждом временном слое [3], причем консервативность, как следует из (7.12.2), имеет место как локально (для каждой ячейки разностной сетки), так и интегрально, т.е. для всей расчетной области [4]. • Это свойство основано на разностной аппроксимации законов сохранения, выписанных для каждой ячейки расчетной сетки через поверхностные интегралы от плотностей потоков. Действительно, при решении конкретной задачи поверхностные интегралы в (7.12.3) вычисляются на отдельных участках поверхностей , являющихся границами между двумя соседними объемами . В зависимости от направления плотностей потоков q f значения количеств F = {m, Pl, ε} изменяются (в одних ячейках увеличиваются, а в других уменьшаются) на величины, определяемые потоками массы, импульса и полной энергии через совпадающие участки границы. Такой способ вычислений не может привести с точностью до ошибок округления к потере или образованию количеств из-за вычислительных процедур, что и свидетельствует о консервативности метода потоков. • 8 7.12.3. Конечно-разностная схема метода потоков Принципы построения конечно – разностных схем метода потоков рассматриваются на примере решения задачи внешнего обтекания двумерного прямоугольного выступа для двух случаев: первый – обтекание эйлеровым газом, второй – вязким теплопроводным газом. • Многие этапы разработки конечно – разностных схем для обоих случаев идентичны, однако выражения для расчета обтекания вязким теплопроводным газом является более сложными и громоздкими. • Задача состоит в отыскании распределений параметров поля течения при обтекании бесконечного прямоугольного выступа потоком набегающего эйлерова газа (рис. 3.1). На рис. 3.1 использованы следующие обозначения: Λ - расчетная область; Г - граница расчетной области; υ- скорость набегающего потока; Vi, jрасчетная ячейка с индексами i и j ; S i 1 2, j граница между ячейками i-1/2 и j; Lx,y линейные размеры расчетной области; Lmx , Lmy линейные размеры обтекаемого тела; Lвыстрасстояние от левой границы расчетной области до левого края выступа. Рис. 7.27 • 9 Координаты ячеек и узловые точки • Стороны ячейки ΔVij образованы линиями xi i x, y j j y, i 0,1,...N Lx / x, j 0,1,...M Ly /y . (7.12.5) В качестве характерных внутренних точек объемов ΔVij , к которым относят переменные поля, выбираются на плоскости точки с координатами xi (i 1 / 2)x, y j ( j 1 / 2)y, i 0,1,...N 1, j 0,1,...M 1 . (7.12.6) Через ΔVij обозначают объем, содержащий точку (xi, yj). • Потоки соответствующих величин в ΔVij с координатами (7.12.5) имеют место через четыре участка его внешней поверхности , которые обозначим соответственно через S i 1 2, j , S i 1 2, j , S i , j 1 2 , S i , j 1 2 , так что S i 1 2, j , например, разделяет ячейки Vi , j и Vi 1, j и т. д. Вычисление потоков выполняется с использованием квадратурной формулы прямоугольников с центральной узловой точкой, координаты которой на границе S i 1 2, j , например, равны xi 1 2 (i 1) x, y j ( j 1 / 2) y . (7.12.7) • Такая квадратурная формула требует определения в узловых точках переменных поля и первых производных компонент скорости υ и внутренней энергии εвн. Эти величины в дальнейшем будем обозначать с помощью i 1 2, j полуцелых индексов, например, (υx ) есть значение υх на S i 1 2, j . 10 Плотности потоков для эйлерова газа • В данном варианте метода потоков в основу алгоритма положены нестационарные уравнения (7.12.2). Если в момент времени t k k известны значения величин-количеств в какой-либо ячейке m(t k ) m k , Pl k , E k , где τ шаг интегрирования по времени, то в момент t k 1 (k 1) эти величины могут быть вычислены с погрешностью O(τ2) следующим образом: mk 1 mk j n dS , Pl k 1 Pl k Пls ns dS , k S E k 1 k E I n dS . k k S (7.12.8) S • Решение задачи обтекания выступа эйлеровым газом ищется при условии T = const в системе, что соответствует εвн = const и отсутствию потоков εвн через границы ячеек. Поэтому на каждом шаге расчета для каждой стороны ячейки необходимо вычислять плотности потока массы jl и компоненты плотности потока импульса Пls (l , s x, y ) , т.е. плотность потока l-компоненты импульса через единичную площадку, перпендикулярную оси s, которые для эйлерова газа равны (см.( 5.6.4), (6.4.2,3) и (6.5.1)): jl ρ l , Пls l s P ls . (7.12.9) 11 Потоки и переменные на границе • Конечно–разностные выражения для плотностей потоков, например, через площадку S i 1 2, j можно записать согласно (7.12.9), если в них переменные поля ρ и υl заменить на их значения на границе между ячейками ΔVij и ΔVi+1,j : q m i 1 2, j x ρ i 1 2, j x i 1 2, j q i 1 2, j x x p i 1 2, j xx , q p i 1 2, j xy i 1 2, j i 1 2, j i 1 2, j y i 1 2, j x i 1 2, j . Pi 1 2, j , (7.12.10) • Согласно соображениям, приведенным в п. 7.12.2, массовую плотность ρ необходимо аппроксимировать по несимметричной формуле, учитывающей направление потока: i 1 2, j 1,5 i , j 0,5 i 1, j при x 0 . i 1, j i 2, j (7.12.11) 0,5 при x 0 1,5 Компоненты скорости на границе определяются по симметричным формулам: i 1, j i, j i 1, j i, j i 1 2 , j y x y . x i1 2, j x , y (7.12.12) 2 2 • Давление Р можно получить из уравнения состояния идеального газа, записанного для конечно-разностных аналогов параметров газа: RT (7.12.13) Pi 1 2, j i 1 2, j . Здесь R – газовая постоянная, µ - молярная масса газа. 12 Первый тип граничных условий • Следует заметить, что существует определенная неоднозначность выбора аппроксимаций для термодинамических параметров. Причем некоторые из этих аппроксимаций являются аналогичными с точки зрения точности. Предпочтительность каких-то конкретных вариантов необходимо определять опытным путем. Например, численные эксперименты показали, что с точки зрения устойчивости расчета в (7.12.13) для определения давления лучше использовать среднее арифметическое плотностей граничащих ячеек, а не плотность, вычисленную по формуле (7.12.11). Формулы (7.12.10-13) имеют второй порядок точности О(τ2). Аналогичным способом записываются выражения для потоков и переменных на других трех границах ячейки ΔVij . • Для приграничных ячеек необходимо задать граничные условия двух типов: 1. на внешней границе рассматриваемой области течения; 2. на границе обтекаемого тела. • Первый тип условий связан с ограниченностью расчетной области, на внешней границе которой должны быть заданы условия, не оказывающие существенного влияния на решение вблизи обтекаемого тела. Используются различные варианты организации этих условий: первый - вводится слой приграничных ячеек, в которых параметры вычисляются как среднее между их значениями в набегающем потоке и ближайшей ячейке внутри области. 13 Условия непротекания и прилипания Другой вариант заключается в аппроксимации с различной точностью изменения параметров в соседних ячейках внутри области и экстраполяцией их на приграничные ячейки. • Второй тип граничных условий отражает физическую модель взаимодействия газа с обтекаемым телом и их подразделяют на два вида: – условие непротекания, – условие прилипания. • Условие непротекания означает, что газ не может попасть в твердое тело и накапливаться с течением времени на его поверхности, и выражается в равенстве нулю нормальной к поверхности тела компоненты скорости газа. • Условие прилипания означают, что на границе с твердым телом газ полностью тормозится, и вектор скорости газа на границе газ - твердое тело равен нулю. Условие прилипания бессмысленно формулировать для невязкого (эйлерова) газа, т.к. для него отсутствует механизм, который позволил бы другим слоям газа (не прилегающим к поверхности) «чувствовать» торможение около твердого тела. • В методе потоков для обеспечения условий на границе с твердым телом необходимо задавать плотности потоков импульса. • 14 Этапы вычислительного цикла • Основные этапы вычислительного цикла: • 1. Задание начальных условий (как правило, в невозмущенный поток газа расчетной области мгновенно помещается тело). • 2. Аппроксимация параметров потока в приграничных ячейках (на свободной границе). Причем, значения параметров внутри расчетной зоны известны, а также известны условия набегающего потока. • 3. Вычисление плотностей потоков через каждую площадку ячейки внутри расчетной зоны. Необходимо учитывать условия на границе с обтекаемым телом, это осуществляется за счет задания потоков импульса (и энергии, в общем случае) через площадку, примыкающую к твердому телу. • 4. Вычисление изменения массы, компонент импульса и полной энергии для каждой ячейки умножением плотностей потоков на шаг по времени и на соответствующую площадь (в двумерном случае длину) и суммированием по всем границам, • 5. Перерасчет массы, компонент импульса и полной энергия газа в каждой ячейке по известному их изменению за временной шаг, • 6. Пункты 2-5 повторяются до тех пор, пока по какому-либо критерию не будет принято решение, что расчет закончен. 15 Массовая плотность на границе • При организации граничных условий газ – твердое тело необходимо модифицировать расчетные формулы (7.12.11) для массовой плотности ρ. Это связано с тем, что при расчете плотности в приграничной ячейке в формуле (7.12.11) для этой ячейки должны использоваться плотности газа в ячейках, которые находятся внутри твердого тела, а для них плотность газа не определена. Поэтому, например, в случае ячейки, приграничной с твердым телом, которое прилегает к стороне S i 1 2, j , и в случае, если x 0 , плотность на стороне S i 1 2, j определяется по формуле i 1 2, j i 1, j i , j . (7.12.14) • Кроме того, для организации условия непротекания необходимо задавать нулевые плотности потока импульса через границу газ – твердое тело. 2 16 7.12.4. Распределение скоростей и давлений при обтекании прямоугольного выступа эйлеровым газом • В двух численных экспериментах использовались геометрические параметры расчетной зоны, приведенные в таблицах 7.1, а в таблице 7.2 – параметры газового потока гексафторида урана. Таблица 7.1 Δy, м Lтx , Lтy , Lвыст , 0,03 0,05 0,45 0,75 0,6 0,025 0,05 0,375 0,75 2,5 № эксперимента Lx, м Ly, м Δx, 1 3 1,5 2 5 1,5 м м м Таблица 7.2 , T, м/с , кг/м3 К кг/моль 1333 1 0,188 300 0,352 1333 200 (М ≈ 2) 0,188 300 0,352 № эксперимента P, Па 1 2 υ , 17 Поля скоростей и давлений На рис. 7.28 приведено полученное в численном эксперименте № 1 поле скоростей, а на рис. 7.29 – поле давления. При обтекании выступа эйлеровым газом при заданных условиях образуется две зоны циркуляции: сверху над выступом и справа от выступа. На рис. 4.29 можно видеть, что в тех местах, где возникают зоны циркуляции потока (Рис. 28), давление заметно уменьшается. И напротив, слева от выступа, где поток набегающего газа «упирается» в стенку, давление возрастает. • P = 1333 Па Па 1333 P = 1330 Па Па 1330 1335 ПаПа P = 1335 Рис. 7.28 Рис. 7.29 18 Зоны вихревого движения • В увеличенном масштабе эти зоны вихревого движения изображены над выступом на рис. 7.30, а за выступом на рис.7.31. Как видно на рис. 7.30, в отсутствии сил вязкости вблизи твердой стенки над выступом поток гексафторида урана циркулирует в двух вихрях: по набегающему потоку по часовой стрелке в передней части и против направления набегающего потока против часовой стрелки в задней части, в которую наблюдается заброс среды из глобального вихря за выступом, как видно на рис. 7.31. Рис. 7.30 Рис. 7.31 19 Распределение давления • При обтекании прямоугольного выступа сверхзвуковым потоком газа ( эксперимент №2 в табл. 7.1, 7.2) образуется ударная волна перед выступом (рис 4.32 и 4.33). На рисунках видно, что перед пластинкой образуется ударная волна, давление в которой почти в 5 раз превышает давление в набегающем потоке, а за пластинкой образуется обширная разреженная зона, давление в которой в 1.5 раза меньше давления в набегающем потоке. P=1333 Па P = 800 Па P = 6000 Па Рис. 7.32 Рис. 7.33 20 Выводы • • • • • Введены основные определения и получены основные законы сохранения, описывающие изменение характеристик сплошной среды в поле течения эйлерова газа около прямого выступа. Изучен численный метод потоков решения замкнутой системы уравнений для эйлерова газа. Получены знания по составлению алгоритма и составлению программы расчета параметров поля течения. Рассмотрены результаты расчета по распределению скоростей и давлений в поле течения эйлерова газа при дозвуковом и сверхзвуковом обтекании плоской пластинки. Описано возникновение ударной волны при обтекании пластинки сверхзвуковым потоком. 2007. Численные методы…Лекция 13 21 Информационное обеспечение лекции • 1.Бабаков А.В., Белоцерковский О.М., Северинов Л.И. Численное исследование течения вязкого теплопроводного газа у тупого тела конечных размеров.- Изв. АН СССР. Сер. Механ. жидк. и газа, 1975, №3, с. 112-123. • 2. Бабаков А.В. Численное моделирование некоторых задач аэрогидродинамики.-М.: ВЦ АН СССР, 1986, с. 56. • 3. Белоцерковский О.М., Северинов Л.И. Консервативный метод потоков и расчет обтекания тела конечных размеров вязким теплопроводным газом.- ЖВМ и МФ, 1973, 13, №2, с. 385-397. • 4. Самарский А.А. О консервативных разностных схемах.- В кн.: Проблемы прикл. матем. и механ. М.: Наука, 1971, с.129-136. 2007. Численные методы…Лекция 13 22 Справочные данные Курс лекций является частью учебно-методического комплекса «Численные методы расчета задач механики сплошных сред. 1. Теория упругости и идеальная среда». Автор: Породнов Борис Трифонович, д. ф. – м. н., профессор кафедры молекулярной физики УГТУ-УПИ. Учебно-методический комплекс подготовлен на кафедре МФ ФТФ ГОУ ВПО УГТУ-УПИ. электронный адрес: [email protected] 23