大涡模拟倾斜圆射流发行成横流

1、大涡模拟倾斜圆孔射流发展成横流E. Sakai , T. Takahashi, H. Watanabe摘要对燃气涡轮叶片气膜冷却邻域的理解，本文研究了一系列倾斜园射流的横流的大涡模拟。基于横流速度和膜冷却孔直径模拟了四种吹风比BR = 0.1，0.5，0.7，1，在雷诺数雷诺数，Re = 15300下。结果表明，所述冷却射流结构随吹风比急剧变化。BR=0.1时观察到一对后涡和发夹涡，BR=0.5时一个马蹄涡周期性的喷出，观察到一对悬涡、一对后涡和发夹涡。BR = 0.7时观察到与BR=0.5类似的涡结果，虽然马蹄涡没有周期性的喷出，只停留在孔的前缘出口。对于BR= 1，除了前面提到的旋涡，在射

2、流的上游观察到剪切层旋涡和垂直条纹。因此可以了解，无处不在反其中所用的时间平均流场可以观察到旋转涡对实际上是起源于不同的涡结构具有不同BR条件。温度场进行了研究澄清这些不同的涡结构如何影响薄膜冷却效果。据此了解：可以在匀速流场可观察无所不在的反向旋转的涡流实际上起源于不同BR值的涡。温度场也被研究，以阐明这些不同的涡结构如何影响薄膜冷却效果。简介横向射流是一个高度复杂的湍流流动，在各种各样的技术问题中有应用，包括烟羽扩散，控制导弹，燃烧器燃油喷射和涡轮和燃烧室气膜冷却。在燃气涡轮机中使用的膜冷却，冷却剂被喷射到热的横流作为横流射流。冷却液形成薄薄的一层在涡轮叶片，保护直接暴露在热横流中的表面。

3、人们已经认识到，当射流排到横流，存在射流和横流之间复杂的相互作用，导致复杂的旋涡结构，对气膜冷却效果形成强有力的影响。从纵向流到横流，通过Fric等人圆射流的流动可视化。将涡流结构分为四类: 马蹄涡，切变喷流涡流层，被唤醒和反向旋转的涡对（crvp）。四句号种涡流中最重要的是(crvp). 它往往是在匀速流场能观察到同射流轨迹对准的远方区域。该CRVP众所周知的作用是通过促进两个射流剥离并朝着壁的热横流卷吸以显著降低薄膜冷却效果。因此，为了开发高效薄膜冷却技术的燃气涡轮叶片，通过它厘清CRAP如何在流场形成是重要的。虽然大量的实验和数值研究已经放在了解CRVP的形成过程中，它的起源仍然是很多争

4、论的主题。发表了一系列的圆射流通常为横流在较高吹风比和低雷诺数的大涡模拟，他们认为CRVP起源于发展射流和横流之间一对挂涡在扭曲的混合层。然而，Tyagi等人, 进行了倾斜圆射流发展成横流在相对较低的吹风比（BR=0.5）和高雷诺数的大涡模拟(Re = 15,000)。它们清楚地显示出形成在横流和射流的下游接口的发夹涡流，并得出结论，发夹涡是CRVP的原点。最近，福塞特用英文名称即可等，实验观察喷射射流的结构，结果表明，射流结构的变化与吹风比相关。根据这些研究，形成旋涡，以及对CRVP起源都随吹风比的变化。本文拟就一系列倾斜圆射流发出成横流的大涡模拟发表报告。模拟四个吹风比。本文的重点是研究流

5、场中大尺度非定常涡结构的发展，了解这些结构在不同吹风比的CRVP形成的的影响。以及这些涡结果对冷却效果的影响。自己输入并且翻译2.计算方法2.1制方程本研究中使用的计算代码是一个NuFD/FrontFlowRed-extended by CRIEPI。控制方程是网格过滤，守恒方程，可压缩Navier-Stokes方程，能量方程和理想气体方程：t+xjuj=0 (1所有公式要求右对齐)(uj)t+xtuiuj+pij-ij-uiuj=0 (2)（h）t+xjujh-ahxj-ujh=0 (3)=p0RT (4)在这里，一条线在一个变量，表示格子滤波量，通过可变波浪线，表示平均数量。ij公式（2）

6、为剪切应力张量，对于牛顿流体由下式给出：ij=2Sij-23ijSkk (5)uiujand ujhin Eqs.（2）及（3）代表子网格规模的影响，并使用由Germano的动态亚格子模型7如下所示进行仿真建模：uiuj=-(uiuj-uiuj) (6)uiuj-13ijukuk=2C2SSij (7)ujh=-ujh-ujh=C2PrtS(hxj) (8)C=Cs2 (9)式中，D是滤波器的频带。该Smagorinsky常数，C s被由Lilly公司8中提出的方法确定的。用于模拟的稳定性，C是在0湍流Prandtl数限幅，Prt，被设定为0.49。Sij是速率的应变张量，并且可以写为：Sij

7、=12(uixj+ujxi) (10)计算采用低马赫数近似与温度相关的密度进行。N-S方程对流项和能量方程的二阶中心差分格式离散。对于模拟的稳定性，一阶迎风格式对N-S方程混合2%和10%的能量方程。该解决方案是先进的时间使用一个一阶欧拉隐式方案。基于先前的研究10,11使用相同的代码，可以说，在这项研究中采用的离散方案适用于涡旋的预测。通过简单的算法求解离散方程。统计数据的平均计算结果之间的时间步长为80001和150000。无量纲时间步长， t*=tUc/d是1.6×10-3.2.2计算域和边界条件图。1显示了计算领域。 图。图1（a）和（b）所代表的结构域为主要的模拟和验证，分

8、别为。薄膜冷却孔出口的特写视图显示在图图1（c）。为主要的模拟计算域，域A中，由一个横向流通道和薄膜散热孔。孔直径d为12.5毫米，而孔为35°倾斜相对于该横流。该孔的长度，L为5.23d。横流通道25D长，宽为3d和5d高。将x，y，z轴取为流向，横向和垂直于横向流通道的底壁。轴的原点是孔出口的后缘。网格的数量约为7.6×106的横向流通道，和2.0×106中的冷却孔，分别为。由于开头空两格模拟运行这项研究需要大量的计算机时间（约80000000秒的运行），网格分辨率的研究是不切实际的。相反，我们比较了计算结的精确实验12,13，验证了计算程序和本研究中所用的网

9、格。为了这个目的，使用域B。域B拥有气膜冷却孔5D长，宽5D和5D高，长度的气室区为3.5D12,13。由于实验在紊流边界层的条件下进行，1毫米高的正方形跳闸线被安装7.5d冷却孔出口处，使紊流边界层到前缘的上游。横向流通道的网格的数量约是9.8×106，2.0×106在冷却孔，和1.3×106在气室部。需要注意的是域B的横向流通道是2.5D比域A的长。表1横流边界层特征表格自己输入。对于这两种域A和B中，横向流通道的底壁的表面网格的Y +是小于1的并且在该孔下游区域的横向流通道的网格分辨率约为200×110×160。在横向流通道的入口，充分发

10、展的层流的速度分布是两个域施加的。横流边界层的特性，动量厚度和位移厚度，膜冷却孔前缘的二维上游显示在表1。有在仿真和实验中的湍流外壳之间的交叉流动边界层的厚度一些差异。的差异导致在速度和湍流特性的分布的轻微差异。但计算结果如后所述充分同意实验。在交叉流动通道的出口处，静压设定为恒定的。均匀的速度分布在该域A中的气膜冷却孔的入口是被强加的，并且在为域B的气室部的入口周期性条件是在在横向方向上的横向流动通道强加的。所有的墙壁都是绝热和防滑。横流，Uc的平均速度为20米/秒。根据平均横流速度和冷却孔直径的雷诺数，Re=Ucd/v是15300。该模拟是在吹比,BR=jUj/cUc 为0.1，0.5（基

11、本情况），0.7和1.0下进行的。横流的温度为Tc=298 K，且冷却剂射流的主要的模拟温度是Tj= 298 K或295。密度比，DR=j/c，是在主要模拟1.0。作为用于验证，横流和冷却剂射流的温度是对速度和湍流12的比较两个298 K时。与此相反，对于薄膜冷却效率的比较，横流和冷却剂的温度分别是298 K和188 K表13。512核心并行计算中使用进行标量处理计算机（的SGI Altix ICE）的CRIEPI。3。结果与讨论3.1。验证验证，速度分布，湍流强度，和雷诺应力是与通过Pietrzak等人的实验12，如图5所示2。此外，薄膜冷却效率，=（Tc-Tw）/（Tc-Tj），对y/d=

12、0和横向平均的薄膜冷却效率，G的中心，也由该等人的结果比较 13 。Tw绝热壁温的地方。 如图3和4展示验证的的结果。图3（a） - （k）的相当于图的线条。 2.虽然湍流强度孔出口的上游是在实验中略微比较大，速度和雷诺应力的轮廓充分同意实验。此外，薄膜冷却在横向流通道和所述的中心线有效性横向平均气膜冷却效率与吻合实验（参照图4）。因此，计算代码和网格被判断为是足够的。3.2。围绕孔出口涡结构（BR = 0.5）图5显示了2p的等值面可视化的涡结构在BR = 0.5孔出口附近。附近的孔的前缘，一个马蹄形涡，它具有正的横向涡度，+y，形成。定期生成的马蹄涡和向下游脱落。在与喷射协会马蹄形涡流，伴

13、随涡旋，其中也有正面横向涡度，+y，将产生。由于伴随涡旋的旋转方向是相同的，以该马蹄形涡流，在横流的边界层的涡可能与所附涡流的产生。图6（a）显示马蹄涡的弹射过程。2P等值面是由y的标志色。反旋涡的形成，它具有负的横向涡度-y，显然是立即显示上游的马蹄涡。由于反旋涡的增长，它推出来的马蹄涡，导致在周期运动的马蹄涡。图。图6（b）显示的是yd=0的中心平面无量纲温度，（）=（Tc-Tf）/（Tc-Tj）。其中Tf是主冷却剂流之间的混合空气的温度。为了检测横流和冷却剂射流之间的界面，将冷却剂的温度被设定为295度（比横流温度少1）。在图6（b）中，显而易见的是，冷却剂的空气由穿过马蹄涡流入计数器涡

14、流。因此，计数器涡流具有以下功能：以冷却围绕孔出口的前沿的壁面。形成的射流由于射流和横流之间的开尔文 - 亥姆霍兹不稳定侧向边缘（参照图5）的一对吊旋涡。对流向涡x将悬挂涡旋处于+y区域阴性，而在正-y区域。从圆形喷射发证成横流的详细调查，Yuan et al.3 报告说，悬涡流生长在平均对流速度的方向。但是以目前的结果，该吊涡流成长几乎平行于壁，并且朝向不影响喷口的中横流见图所得速度的方向一致。图7（a）。喷出的冷却液在孔出口的后缘处分离。其结果是，低压区和一对后旋涡产生的冷却孔出口下游见图7（b）。后向涡的旋转方向与悬涡的旋转方向相同。由于悬挂的旋涡增长到附近的壁面附近的低压力区域和后旋涡

15、向下推垂向壁面，悬挂的旋涡的方向应该是平行于墙上的。·在冷却剂喷流的下游边缘形成发夹旋涡5中，具有正的横向涡流y。 图的编号 3.3。在涡结构BR的影响图。图8（a） - （C）代表了的ISO面2p为BR检测到的涡结构分别= 0.1， 0.7和1.0。首先，我们将讨论涡结构的变化，当从BR=0.5的吹风比增加。在BR= 0.7的结果，观察到类似的涡结构为BR= 0.5。但在这种情况下，该马蹄形涡流是准稳态，并停留在孔出口处的前缘附近。此外，垂直条纹围绕孔出口的前缘产生的。当不规则的或扭结的马蹄形涡流在垂直方向由局部应变场拉伸，以类似于中射流剪切层观察到条纹的形成方式形成3。当吹送比增

16、大为BR= 1.0，剪切层的涡流，具有负侧向涡-y，由于开尔文亥姆霍兹不稳定开始在冷却剂射流的上游端将形成。类似于BR= 0.7的结果，垂直条纹在各切变层的涡流中形成的。 图。9示出了在中心平面用于BR =1.0的无因次温度的瞬时图。可视化的横流和射流之间的边界的冷却剂的温度设定为295 K。显而易见的是，剪切层涡流较早在上游剪切层比在下游侧的剪切层，其中，涡旋卷起来会延迟形成。图10显示的时间平均速度梯度在中心线的0。可以看出，随着吹风比剪切层中增加流速梯度的大小。因此，剪切层涡应该是比较高的吹风比由于开尔文亥姆霍兹在不稳定的剪切层的速度梯度引起的大量产生。值得注意的是，所述速度梯度是在尾随

17、更高比在孔出口处的前缘孔出口的边缘。虽然较高的速度梯度是在向下产生流剪切层，涡流形成在抑制下游的剪切层（参照图9）。漩涡的差形成起源于不同的压力梯度的向上流和下游剪切层。在上游的剪切层，一个不利的压力梯度为的结果而产生射流注射，而在下游的剪切层，流向压力梯度作为流动分离的结果而产生尾随孔出口的边缘。不良压力梯度恩hances不稳定性和加速射流的剪切的滚动向上喷气的上游边缘层涡流。接下来，我们将在图在BR讨论涡结构=0.1。图8（a）。从以BR=0.5的结果的比较中，很明显该马蹄旋涡和挂涡流的形成被抑制。在这种情况下，一对后旋涡和发夹涡流观察为主导涡流。作为小的结果吹送比，速度梯度在前缘和孔出口

18、的侧边缘是小的，因此，形成挂的涡流，马蹄形涡流，并剪切层涡流与BR=0.5相比受到抑制。3.4。CRVP的起源如图11示出了瞬时和时均的观点截面流速和涡度为BR= 0.1，0.5，0.7和1.0。上部数字显示由2p的等值面所代表的瞬间涡结构和流向涡的轮廓，。而，下部数字显示的时间轮廓的平均流向涡,x，和时间的x/d=0，1和2中的横截面平均速度矢量。虽然CRVP在所有BR条件下观察到时均涡结构十分相似，但瞬时涡结构有很大的不同。因此，在这种情况下，该发夹涡旋被证明是CRVP的起源。作为吹风比增加，邻近的孔出口增加x的大小由于吊涡流和后部涡流的形成。从瞬时观点和时间平均观点之间的比较，明显的是，

19、CRVP起源不仅在发夹旋涡且在挂涡流并且当吹送比相对较高的后部涡流。挂涡和后涡被发现在相对高的吹风比中发挥CRVP的发展具有重要作用。 3.5。气膜冷却效果和无量纲温度如图12（a）-（b）示的时间的分布分别平均薄膜冷却效率，=（Tc-Tw）/(Tc-Tj)对应于分别为BR= 0.1，0.5，0.7和1.0。时均关于yd=0,c的中心线气膜冷却效率，和横向的平均气膜冷却效率,lat也分别示于图图13（a）和（b）。当吹风比相对较小（BR=0.1），高膜有效性孔出口附近观察。但作为吹入比增大（BR>0.5）时，喷射射流穿透进入横流，由此，气膜冷却效率立即孔出口的下游减小。然后，喷出的射流再

20、次附着到壁表面，并且该气膜冷却效果恢复。虽然该膜为BR =0.1冷却效率却与此孔出口的下游侧的最高值时，气膜冷却效率急剧下降周围x/d4。如图。图14示出了非立体温度对的横截面的xd=0.51.5为BR =1.0的瞬时意见。2p的等值面和冷却效果也证明了解的非定常流动影响的无量纲温度和冷却效率的分布。在这种情况下，如示于图图12和13，所述气膜冷却效率即孔出口的下游是低，由于射流剥离。但挂旋涡和后部涡流传达喷出的冷却剂射流朝向壁面的横截面，致使冷却剂射流的再附着和膜冷却效率的约为xd=1.5处恢复。有趣的是，该悬挂旋涡和后部涡流构成该CRVP，它被发现改善气膜通过喷出的射流附着到壁面冷却效率。

21、在BR=1.0带来的射流剪切层涡流强烈卷吸是观察结果（参照图14）。夹带的横流将朝向由CRVP壁面进行。因此，该射流剪切层涡流工作降低了气膜冷却效率。图15显示了无量纲温度和温度波动以及BR = 0.1的 vorticical结构。在图15，能够看到为什么在气膜冷却效率的急剧下降在x/d4被观察到的BR= 0.1。发夹旋涡分解成更小的涡流在xd=4的周围和横流和冷却剂射流之间的混合被增大。在BR =0.1的情况下，由于低发泡率被排出的冷却剂射流不会渗入横流，并沿壁面流动。在这种情况下，一个额外的混合会降低薄膜由输送朝向壁面热横流冷却效率。因此，气膜冷却效率的经验在BR=0.1的周围锐减，在xd

22、=4处急剧下降并瓦解。 3.6。喷气轨迹因为射流轨迹描述到的射流穿透到横流的情况下，平均射流轨迹的理解是在薄膜冷却重要。平均射流轨迹一直是众多研究14,15的主题，是最常见的有rd，其中r是一个动量比缩放，r=jUj2/(cUc2).Muppidi &马赫什14澄清，射流的轨迹取决于射流和横流的边界层厚度的速度分布。在我们的研究中，横流边界层厚度是恒定的。因此，我们可以消除边界层厚度的作用。定义为从膜冷却孔的出口的中心发出的平均流量的流射流轨迹绘制在图图16（a）和（b）四个BR为例。在这里，×0表示从孔出口中心的距离。图16（b），轨迹崩溃时两轴，X0和Z，与RD除了BR

23、= 0.1的规模，这是在低吹风比ilak 16 研究了垂直喷射的情况。如图。16（c）表示时刻在该孔出口处的平均垂直速度分布（y/d=0）。孔出口的速度分布由到来横流的影响，特别是在低的BR的条件。因此，对于BR= 0.1的速度分布不匹配的其他高BR例。这可能是一个原因在BR =0.1射流轨迹不匹配的其他情况下于图16（b）中。由于射流的轨迹被缩放与图RD。图16（b），可以说，该射流轨迹较少受于具有不同的BR旋涡结构的差异的影响。横流和射流之间动量平衡决定射流轨迹。如果射流轨迹对薄膜冷却效果的主导影响，壁面附近的温度分布也将与名为rd的缩放。图17显示了在0.5、0.7和15，5，10，0，

24、0和1的中心平面上的非二维温度分布。图17中的水平线显示的喷射轨迹的位置。基于中心流射流轨迹更深地穿入横流优于基于在Jet截面标量浓度的最大值的轨迹，随着越来越多的标量将朝CRVP15的中心被混合（参照图9，其示出基于时间的中心平面和流线的温度分布平均化速度场）。在图17，当BR为1.0，最大无维温度位于围绕zrd=1在x'rd=10正下方的中心流线，而朝向壁的最高温度移动时BR是比较低的。很明显，在壁表面附近的温度分布不受rd的影响。从这一发现，就可以说，基于中心流射流轨迹对气膜冷却效果微不足道的影响，但涡结构的差异对气膜冷却效率更大的影响力。3.7。紊流边界层的效果在本节中，类似于

25、仿真的验证，该跳闸线安装在7.5d的前缘上游孔出口，并在BR= 0.5和1.0研究了旋涡紊流边界层的效果结构和薄膜冷却有效性。如图。图18示出为2p的等值面。在该图中，时间等高线平均流向涡，x，和时均截面速度矢量也示出。从图之间的比较。5,8,18，显而易见的是马蹄形涡流和剪切层涡流的形成在紊流边界层相对于层流被抑制的情况下。为抑制的原因可以解释为：湍流边界层不分开即使在不利的压力梯度在周围的孔出口的领先优势，并在湍流边界层的小尺度涡破裂成更小的剪切层涡涡，因此马蹄涡和剪切层涡形成的湍流边界层的情况下抑制。然而，类似的层流边界层的情况下，一对悬的旋涡，一对的后旋涡，和在湍流边界层的情况下的结果

26、中的发夹涡形式。因此，在湍流边界层的情况下，基本形成CRVP机制可能在层流的情况相同。该CRVP起源于发卡涡当吹风比是比较小的，而来源于悬挂的旋涡，旋涡的后方，和发卡涡当吹率较高。如图19（a）和（b）表示时均膜在BR冷却湍流情况下有效性分别= 0.5和1.0。图19（c）该横向平均气膜冷却效率，lat，层流和湍流边界层情况下对BR =0.5和1.0之间进行比较。显而易见的是横流的湍流边界层减少气膜在较低吹送比冷却效率（BR=0.5）而提高了气膜在比较高的吹送比的冷却效率（BR= 1.0）。气膜冷却效果和无量纲温度分布在x/d=5下游洞，那里喷射已经复位，如图20所示。当BR比较小（BR =

27、0.5），湍流边界层降低气膜冷却效率的y/d的位置相比，层流的情况下，虽然增加了冷却效果在y/d=0.5，当BR比较大（BR = 1）。y/d=0.5的区域对应于喷流中扩散在壁表面附近因增强紊流提高了的区域。当冷却剂的比例是比较小时，一个额外的混合横流和冷却剂射流之间会降低冷却效果增强的横流卷吸。然而，当注入率是比较高时，因为喷出的射流穿透横流，额外的混合可以提高冷却效率提高截面中的冷却剂射流的扩散。因此，与紊流边界层情况下获得较高的气膜冷却效率的层流边界层的情况为BR =1.0相比，对于BR=0.5得到低气膜冷却效率与层流边界层。4。结论非定常涡结构的急剧变化与吹风比有关。当吹风比相对较低时

28、，观察到的发夹涡占主导地位的旋涡。随着吹风比的增加，一对悬的旋涡，后旋涡，垂直条纹，和射流剪切层旋涡形成的顺序。当吹风比相对较低时，反旋转涡对产生于发卡涡，而在风吹比相对较高的时候，起源于悬涡和后旋涡。它被发现在温度场中，悬挂的涡流和后旋涡发现通过抑制射流剥离附近的孔出口改善的膜的冷却效率。射流的剪切层涡夹带横流进冷却液喷射，导致冷却效果下降。额外的混合横流的湍流边界层的改进的冷却效果在较高吹风比，而降低冷却效果较低吹风比。参考文献1. Fric T F, Roshko A. Vortical structure in the wake of a transverse jetJ. Journa

29、l of Fluid Mechanics, 1994, 279(10):1-47.2. Lim T T, New T H, Luo S C. On the development of large-scale structures of a jet normal to a cross flowJ. Physics of Fluids, 2001, 13(3):770-775.3. Lester L. Large-Eddy Simulations of a Round Jet in CrossflowJ. Journal of Fluid Mechanics, 1999, 379(01):71-

30、104.4. Kelso R M, Smits A J. Horseshoe vortex systems resulting from the interaction between a laminar boundary layer and a transverse jetJ. Physics of Fluids, 1995, 7(7):153-158.5. Tyagi M, Acharya S. Large Eddy Simulation of Film Cooling Flow From an Inclined Cylindrical JetJ. Journal of Turbomach

31、inery, 2003, 125(4):734-742.6. Fawcett R J, Wheeler A P S, Li H, et al. Experimental investigation into the impact of crossflow on the coherent unsteadiness within film cooling flowsJ. International Journal of Heat & Fluid Flow, 2013, 40(2):32-42.7. Germano M, Piomelli U, Moin P, et al. A Dynami

32、c Subgrid-scale Eddy Viscosity Model. Phys. Fluids A 3:1760-1765J. Physics of Fluids A Fluid Dynamics, 1991, 3(7).8. Lilly D K. A proposed modification of the Germano subgridscale closure methodJ. Physics of Fluids A Fluid Dynamics, 1992, 4(3):633-635.9. Pitsch H, Steiner H. Large-Eddy Simulation of

33、 a Turbulent Piloted Methane/Air Diffusion FlameC/ APS Division of Fluid Dynamics Meeting Abstracts. APS Division of Fluid Dynamics Meeting Abstracts, 1999.10. Muto M, Tsubokura M, Oshima N. Negative Magnus lift on a rotating sphere at around the critical Reynolds numberJ. Physics of Fluids, 2012, 24(