Научная статья на тему 'Численное моделирование течений вязкого теплопроводного газа в канале'

Численное моделирование течений вязкого теплопроводного газа в канале Текст научной статьи по специальности «Математика»

CC BY
432
75
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
Область наук
Ключевые слова
УРАВНЕНИЯ НАВЬЕ — СТОКСА / ВЯЗКИЙ ТЕПЛОПРОВОДНЫЙ ГАЗ / ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ / МЕТОД ТРАЕКТОРИЙ / МЕТОД КОНЕЧНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ / NAVIER-STOKES EQUATIONS / VISCOUS HEAT-CONDUCTING GAS / NUMERICAL MODELING / TRAJECTORIES METHOD / FINITE ELEMENT METHOD

Аннотация научной статьи по математике, автор научной работы — Шайдуров Владимир Викторович, Щепановская Галина Ивановна, Якубович Максим Викторович

Предложен алгоритм численного решения уравнений Навье — Стокса для двумерного движения вязкого теплопроводного газа. Дискретизация уравнений проводится комбинацией метода траекторий для субстанциональной производной и метода конечных элементов с кусочно-билинейными базисными функциями для остальных слагаемых. Представлены результаты численного исследования структуры сверхзвукового течения в плоском канале в зоне его расширения уступом для широкого диапазона чисел Маха и Рейнольдса. Исследованы поля скоростей и давления, изучена вихревая структура циркуляционного течения в области за уступом.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Numerical modeling of flows of a viscous heat-conducting gas in a channel

An algorithm for numerical solution of Navier-Stokes equations for the two-dimensional motion of a viscous heat-conducting gas is proposed. The discretization of the equations is done using a combination of the method of trajectories for the substantial derivative and the finite element method with piecewise-bilinear basis functions for other terms. The results of numerical studies are presented for the structure of a supersonic flow in a flat channel in its step expansion zone for a wide range of Mach and Reynolds numbers. Velocity and pressure fields are investigated along with the vortex structure of the circulation flow in the domain after the step.

Текст научной работы на тему «Численное моделирование течений вязкого теплопроводного газа в канале»

Вычислительные технологии

Том 18, № 4, 2013

Численное моделирование течений вязкого

теплопроводного газа в канале*

В. В. Шлйдуров1'2, Г. И. ЩЕПАНОВСКАЯ1, М. В. Якувович1 1 Институт вычислительного моделирования СО РАН, Красноярск, Россия 2 Университет Бейхан, Пекин, Китай e-mail: shaidurov04@gmail.com, gi@icm.krasn.ru

Предложен алгоритм численного решения уравнений Навье — Стокса для двумерного движения вязкого теплопроводного газа. Дискретизация уравнений проводится комбинацией метода траекторий для субстанциональной производной и метода конечных элементов с кусочно-билинейными базисными функциями для остальных слагаемых. Представлены результаты численного исследования структуры сверхзвукового течения в плоском канале в зоне его расширения уступом для широкого диапазона чисел Маха и Рейнольдса. Исследованы поля скоростей и давления, изучена вихревая структура циркуляционного течения в области за уступом.

Ключевые слова: уравнения Навье — Стокса, вязкий теплопроводный газ, численное моделирование, метод траекторий, метод конечных элементов.

Введение

Течение жидкости в каналах со скачкообразным расширением сечения встречается во многих технических устройствах и сооружениях. Резкое расширение сечения способно вызвать отрыв потока и существенно изменить его кинематическую структуру. Течение в плоском канале со скачкообразным расширением относится к наиболее простому классу отрывных течений c фиксированной точкой отрыва. Первые расчёты стационарных двумерных ламинарных отрывных течений несжимаемой жидкости в каналах аналитически были получены еще в 1910 г. Блазиусом в виде рядов. В дальнейшем эти расчёты использовались многими исследователями для изучения механизмов отрывных течений и тестирования разностных схем решения уравнений Навье — Стокса. В силу большой практической значимости такие течения изучались теоретически и экспериментально как для ламинарных, так и для турбулентных режимов движения несжимаемой и сжимаемой жидкости. Во многих работах данного направления рассматриваются течения в каналах с "обратным уступом" [1, 2] или с "внезапным расширением" [3-6]. Экспериментальные данные для этих случаев в плоском канале получены в [1, 3-5], где отмечается образование циркуляционной зоны за уступом. Рядом исследователей для расчётов течений с внезапным расширением были применены уравнения движения в приближении пограничного слоя.

В настоящее время ясно, что при постановке задач расчёта отрывных течений с вихревыми образованиями необходимо использовать не приближённые уравнения пограничного слоя, а полные уравнения Навье — Стокса. Однако применение более сложных

* Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 11-01-00224а) и программы фундаментальных исследований Президиума РАН (проект № 18.2).

математических моделей приводит к росту вычислительных затрат. Таким примером являются задачи аэродинамики, которые на начальных этапах исследовались с помощью системы уравнений Эйлера и других приближений, а затем с развитием вычислительной техники — с использованием полной системы уравнений Навье — Стокса. Численное решение уравнений Навье — Стокса и сегодня представляет большие трудности, что обусловлено нелинейностью исходных уравнений, наличием областей больших градиентов и другими особенностями, возникающими при определённых параметрах и режимах газодинамических течений. Как следствие, возникает необходимость создания специальных численных методов решения этих уравнений. Несмотря на то что к настоящему времени разработано много численных алгоритмов и специальных комплексов программ (см. публикации [7-13] и обширную цитируемую в них литературу), проблема создания и применения эффективных численных методов и алгоритмов остаётся актуальной.

Следует отметить, что система двумерных уравнений Навье — Стокса для вязкого теплопроводного газа включает четыре дифференциальных уравнения в частных производных, вытекающих из законов сохранения массы, количества движения и внутренней энергии газа. Предложенная в настоящей работе замена искомых функций в уравнениях неразрывности и внутренней энергии переводит закон сохранения массы и полной энергии из терминов пространства Ь\ в термины гильбертова пространства Ь2. Впоследствии это значительно упрощает обоснование устойчивости и сходимости [14].

В работе для аппроксимации полной (субстанциональной, или лагранжевой) производной по времени в каждом уравнении системы используется метод траекторий, который заключается в аппроксимации этой производной с помощью разностной производной назад по времени вдоль траектории движения частицы. Под названием метода характеристик, или полулагранжевого метода, он впервые был применён в [15] для уравнения переноса массы. Далее под названием модифицированного метода характеристик он неоднократно использовался для решения уравнений параболического типа (см. работу [16] и цитированную в ней литературу). Поскольку в газовой динамике под характеристиками имеются в виду совсем другие объекты, то мы применяем более подходящее название — метод траекторий. Дискретизация по пространству остальных слагаемых уравнений Навье — Стокса на каждом временном слое проводится методом конечных элементов с кусочно-билинейными базисными функциями и применением простых квадратурных формул. Для решения систем алгебраических уравнений используется метод Якоби с улучшенным начальным приближением внутри внешних итераций по нелинейности.

Как следует из тестовых расчётов [10], модификация уравнений Навье — Стокса обеспечивает повышение точности приближённого решения по сравнению с погрешностью для немодифицированных уравнений. Вместе с тем применение комбинации методов траекторий и конечных элементов позволяет построить алгоритм, довольно эффективный с вычислительной точки зрения.

1. Постановка задачи и исходные уравнения

Рассмотрим двумерное ламинарное течение газа в плоском канале с расширением в виде уступа на нижней стенке канала при сверхзвуковой скорости потока на входе. Конфигурация расчётной области представлена на рис. 1. Начало введённой системы координат находится в левом нижнем углу в точке А. Ширина канала в левом входном сечении

У В

А

А

т С, С

и

К :

г "А

1 -►

Е

Б

Рис. 1. Канал с уступом

имеет размер Н\, в правом выходном — размер кс. Высота уступа ЕЕ — Ь = кс — Н1, длина уступа составляет с. Левая и правая границы расчётной области А1В и СП считаются достаточно удалёнными от сечения С1ЕЕ, поэтому на них можно принять условия, отвечающие невозмущённому и установившемуся течению соответственно.

Для описания движения газа используем нестационарные уравнения Навье — Стокса без упрощающих предположений. При введении безразмерных величин за масштаб длины принимается ширина канала СП, за масштаб плотности — плотность в набегающем потоке за масштаб скорости — скорость потока на входе в канал иза масштаб времени — величина Нс/и^, за масштабы давления, температуры и внутренней энергии принимаются величины из условия совершенного газа.

Выпишем дифференциальные уравнения двумерного вязкого теплопроводного газа в виде безразмерных уравнений неразрывности, количества движения и внутренней энергии

¿р

..г ди ду (Ь Р дх Р ду '

¿и

дР дтт

Р(Ь =

дх

(у дР + Р (И ду

дх

дтху

дх

+

дтх

ху

ду

+

дт

уу

ду

„„ + р (ди + ду Р М \ дх ду

— д^ — дду +ф.

дх ду

Здесь ((•)/¿Ь — субстанциональная, или полная, производная, т.е.

¿Р дР дР дР

(Ь дЬ дх ду'

(2)

(3)

(4)

(5)

Р — плотность; и и у — проекции вектора скорости на оси х и у; Р = (7 — 1)Ре — давление; V = (7(7 — 1)М2е)ш — динамический коэффициент вязкости; е — внутренняя энергия. Компоненты тензора напряжений тхх, туу, тху, проекции теплового потока дх, ду и диссипативная функция Ф выражаются следующим образом:

2 / ди ду Тхх 3Ие Ц \ дх ду

уу

2 /\ру ди 3Ие Ц \ ду дх

ху

ту

ух

V (ди ду Ие \ду дх

1

де

Рг Ие дх

Чу

1

де

Рг Ие ду

х

Ч

х

ж ^

Ф = — Ие

2/ ди\2 2/ 2 (д! ди

3 \дх) 3 \ду ~ ~

2 /ди дv V

\дх ' ду) 3 \ дх ду у

(6)

где И,е — число Рейнольдса, Рг — число Прандтля, 7 = 1.4.

Для завершения постановки задачи зададим начальные и краевые условия. Пусть газ начинает движение слева направо из состояния покоя внутри области, так что р(0,х,у) = 1, и(0,х, у) = 0, г>(0,х,у) = 0. Внутренняя энергия для совершенного га-

за равна е(0, х, у) = (7 (7 — 1) М2) \ На входной границе А^Б на временном интервале

£ € (0,^п) задаются следующие параметры потока: р\

А В

1,

\АЛВ

(7 (7 — 1) М2

2Л-1

\АЛВ

0. Пусть Ъ\ = Ъ/Нс — безразмерная высота уступа, тогда профиль скорости

и(£, 0, у) на границе А^Б задается в виде

( (Ъ1 + 2а — у)(у — Ъ^/а2, у € (ЪЬЪ1 + а], и(£, 0, у) = I 1, у € (Ъ1 + а, 1 — а), (7)

[ (1 — 2а — у)(у — 1)/а2, у € [1 — а, 1),

где а — свободный параметр, который в последующих расчётах принимался равным 0.1. Выбранный профиль предназначен для обеспечения непрерывности функции и(£, х,у) в точках А1 и Б .В противном случае не только отсутствует сходимость, но и проявляются паразитические осцилляции за счёт разностного дифференцирования по пространству в окрестностях этих точек. Что касается скачка между нулевыми начальными условиями и значениями в (7) при £ > 0, то используемая монотонная аппроксимация производной по времени приводит к быстрому сглаживанию разрыва со временем.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

На неподвижных твёрдых стенках выполняется условие прилипания и\г3 = 0, =0, а также условие тепловой изоляции, т. е. равенство нулю производной от внутренней энергии по нормали к твёрдой стенке де/дп\Гв, где Г = Г1 и Г3 и Г4 и Г5 — твёрдая граница. На выходе из канала в сечении СД для функций и, V, е принимаются нулевые условия Неймана, для р нет необходимости ставить здесь дополнительные условия.

е

V

2. Редукция исходных уравнений

Преобразуем уравнения (1) и (4) к новому виду. Для этого, учитывая неотрицательность плотности и внутренней энергии, введём функции

р = а2, (8)

е = е2. (9)

Произведём замену (8) в уравнении неразрывности (1) и после сокращения на 2а получим

(а 1 /ди дv\ ^

-г + - а 7— + ^ =0. (10)

(И 2 Vдх ду/ у '

Аналогично поступим в отношении уравнения внутренней энергии (4): произведём замену (9) в (4) и после сокращения на 2е получим

(е , 1 ддж 1 дqy Р (ди 1 д^ 1

Р(£ + 2е дх + 2е ду 2Д дх + ду у) + 2еФ. (11)

Используем (9) также в выражениях для теплового потока чх, чу из (6) и возьмём производные по х и у; в итоге получим

27 де

Vе'

Рг Ие дх

Чу

27 де

це-

Рг Ие ду

:12)

дЧх = 27 дх Рг Ие

де 2 д де

дх ) дх\дх)

13)

дЧу

ду

21

де

д ( де"

РгИе \Ц[ду) +еду\Цду/

:14)

С учетом (13), (14) и выражения для диссипативной функции Ф из (6) уравнение (11) принимает вид

Р

(е 7 / V (де \2 д ( де^\ 1 / °"х2

(Ь РгИе I е \дх) дх \ дх) ) РгИе \ е \ду) ' ду ду)

V (де\2 д ( де\

: к VI,-.

Р / ди ду\ 1 V 2е \ дх ду ) 2Ие е

К2+2+ + 2+2_(ди ду^2

3 дх 3 ду

дх ду 3 дх ду

:15)

Замечание. В рассматриваемой задаче внутренняя энергия положительна и больше единицы по отношению к её невозмущённой величине. Поэтому множитель 1/е не может вызвать сингулярность е "вблизи нуля" и "гасит" возможный рост давления как е2. Для совершенного газа, как следует из формулы Сазерленда, динамический коэффициент вязкости является степенной функцией от внутренней энергии, в силу чего аналогичные рассуждения справедливы для v/е.

Итак, далее будем решать систему уравнений, преобразованную к следующему виду:

(а 1 (ди ду\

(Ь +2 а[дх + ду} = 0'

16)

р(Ь =

р(Ь =

дР дтхх дх дх

+

дт

ху

ду

дР дт,

ду

ху

дх

+

дт

уу

ду

:17)

18)

(е 7 /V (де\2 д ( де^\ 7 /V (де\2 д ( де^ Р(Ь РгИе I е \дх) дх \ дх) ) РгИе I е \ду) ду \ду/

Р (ди ду\ 1 V 2е \ дх ду ) 2Ие е

2(2 1(дЛ2 (ду 2 2(ди дЛ2

3 \дх) 3 \ду) \дх ду) 3 \дх ду)

19)

Ч

X

2

Эту систему замыкают алгебраические соотношения для давления и динамического коэффициента вязкости совершенного газа Р = Р(а,е), V = V(а'е).

3. Метод траекторий

В качестве области определения задачи рассмотрим многоугольник П, ограниченный замкнутой ломаной ВСДЕ^А^В с границей Г, состоящей из шести сегментов:

Г1 ={ х у) х € (0.0, 10.0] у = 1.0};

Г2 ={ х у) х = 10.0, у € (0.0, 1.0)};

Гз ={ х у) х € [1.0,10.0], у = 0.0};

Г4 ={ х у) х = 1.0, у € (0.0, 0.25)};

Г5 ={ х у) х € (0.0,1.0], у = 0.25};

Гб ={ х у) х = 0.0, у € [0.25, 1.0]}.

В целях упрощения изложения примем равномерную квадратную сетку по пространству с координатами х = ¿к, у/ = ^'к, г = 0,1,...,п, ] = 0,1,...,^, и шагом к = 1/^, целиком укладывающимся по горизонтали и вертикали многоугольника П. Введённая сетка разбивает расчётную область П на квадратные ячейки ш^/ — (х, Хг+1) х (yj ,у^+1). Обозначим множество узлов этой сетки в прямоугольнике ВСДА через Бн = {si,j = (xi,yj) : г = 0,1, ...,п, = 0,1, ...,п1}, и введём сеточную область Пн = Бн П П. Обозначим через Пн = Бн П (П и Г2) множество "расчётных узлов", а через Г^ = Пн П (Г\Г2) — множество граничных узлов "известных значений" для компонент скорости. Обозначим также два участка сеточной границы как = Пн П Г2 и Г™ = Пн П Г6.

Для аппроксимации субстанциональной производной по времени в каждом уравнении системы (16)—(19) используем метод траекторий, который заключается в аппроксимации данной производной с помощью разностной производной назад по времени вдоль траектории, обусловленной уравнением (1) [13]. Для этого введём равномерную сетку по времени с шагом т = ¿дп/т:

ш7

{£к : ¿к = кт, к = 0,...,т}.

Для произвольной функции х, у) будем использовать обозначения (х, у) =

Фк,х,У) и ^ = ^(¿к,xi,Уj).

Итак, субстанциональную производную в уравнении (16) заменим разностной производной с первым порядком аппроксимации [15]:

1 - ак (X ,ук)

(20)

¿к + 1

т

где Хк = х(£к), У)к = у (¿к) — координаты траектории в момент времени £ = £к, которая при £ = ¿к+1 проходит через узел (х^у/). В принципе для определения (Хк , У)к) необходимо решить обратно по времени следующую задачу об этой траектории на отрезке £ € [¿к, ¿к+1]:

= и((>х«'уМ>' ( х((к+1 ) = Xi,

I = «(¿.хм.уй), Ьу(£к+1) =»•

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Вместо этого реализуем один шаг по времени явной схемы Эйлера (тоже первого порядка аппроксимации). В итоге получим приближённые значения

Хк « Хк = ^ - тмк+1, у/ « Ук = Уj - т1>.

i,j

Ясно, что в общем случае координаты Хкк, ук не попадут в узел сетки. Поэтому значение ак(Хк,Ук) определим путём линейной интерполяции:

ак (Хк ,ук ) = а/ +

ак(х,у/) - а

к/ / Vк

х_х'

(Хк - х) +

ак(х',У) - ак.

у - у/

(Ук - у/ )

а*. - тмк-" (х,у/) - - ™к-

ак(х',У) - ак

(21)

у - у/

Координаты х и у выбираются из соображений монотонности разностной аппроксима-

ции:

х

хк-1, если и/ > 0,

у

у/-1, если V/ > 0,

х'+1 иначе, I у/+1 иначе.

В итоге монотонность (неположительность внедиагональных элементов) выполняется при условии

т < к/1 + |) для всех узлов Пн = Бн П П.

(22)

Итак, субстанциональные производные в уравнениях (16)-(19) аппроксимируются следующим образом:

Р

_к+1 к/ Vк Vк\

(V.

Р^

(е.

Р/

¿к + 1

¿к + 1

¿к + 1

т

и'+ 1 - ик (Хк ,Ук)

к+1 _к/

к/

Р

к+1 к/

1 - (Хк ,ук)

ек,+1 - ек (Хк ,Ук)

Р

к+1 _к/ к/

(23)

(24)

(25)

(26)

т

Значения ик (Хк ,У/к), (Хк ,У/к) и ек (Хк ,У/к) вычисляются путём линейной интерполяции аналогично формуле (21) для ак(Хк, ук).

к

4. Метод конечных элементов

После аппроксимации субстанциональной производной на каждом временном шаге £ = ¿к+1, к = 0,..., т - 1, в П и Г2 получаются уравнения

а 1 /ди .

т + 2аи + Щ) = Л' (27)

ри = - дР + д^ + д^ху + / (28)

т дх дх ду '

р^ = + ^ + ^ + /з, (29) т ду дх ду '

Ре 7 (V (де\2 д / де\ \ 7 т РгИ,е \ е\дх) дх\дх)) РгИ,е

V (де\ д / де'

е ду \ду,

¡4—

Р (ди ду\ 1 V 2е \дх ду) 2И,е е

2( ду\2 2( ду\2 /ду ду\2 2( ду ду 3 \дх) 3 \ду) \дх ду) 3 \дх ду

(30)

с правыми частями ¡1, ¡2, ¡3куда вынесены слагаемые, известные с предыдущего временного слоя.

В предыдущем разделе в явной форме были построены аппроксимации только для узловых точек, а не для всей области П и Г2. На самом деле, в методе конечных элементов после использования квадратурных формул аппроксимации в других точках не потребуется.

Для каждого узла Е Пь введём базисную функцию

(х,у)

(1 — \х — х|/^) (1 — — у\1К) ' (х,у) Е ([хг-1'хг+1] X [у^-1, у^+1]) П П'

0

иначе,

(31)

которая равна единице в в^ и нулю во всех остальных узлах Пь. Будем искать приближённое решение в виде

аН(Ь'х'у)

уН(Ь' х' у)

X] (х'у)'

АЬ'х'у)= ^ (х'у)'

£

Щ,3 (Ь)<£г,] (х'у)' еН(Ь'х'у)= X ^ (х'У)■

Для аь' иь и уь известны значения на Г^, а для еь известны лишь значения на Г™. Это следует из того, что (естественные) краевые условия Неймана в отличие от (главных) условий Дирихле не ликвидируют степени свободы в соответствующих узлах границы [17].

После стандартного использования метода конечных элементов (Бубнова — Галер-кина) с тестовыми функциями вида (31) применим квадратурную формулу трапеций для вычисления интегралов на отрезках, а её декартово произведение — для вычисления интегралов на ячейках = (х^х^) X (уз^-+1). В результате во внутренних узлах расчётной области Бь П П получим следующий сеточный аналог уравнения неразрывности (далее в этом и в следующем разделе у всех функций опущен верхний индекс к + 1' характеризующий зависимость от времени):

а

1

1

-у + (иг+1,з — и%-1,]) + -^а^з^¿¿+1 — у«-1) = ¡1 ^ е Бь П П. (32)

В приграничных или граничных узлах это и последующие сеточные уравнения для иь' уь' еь упрощаются за счёт краевых условий или меньшего носителя тестовых функций, например, на границе ГЬ"1. В итоге получим большое разнообразие уравнений, из которого ограничимся уравнениями во внутренних узлах, дающими достаточное представление о виде получаемых сеточных уравнений.

Аналогично для и приведём сеточный аналог уравнения количества движения (28) тоже лишь во внутренних узлах Бь П П:

2

+ зкк ((и"/ - Ик— 1,/)(^к—1/ + ^к/) - (и"+1/ - ик/Х^к/ + ^"+1/)) +

+ бк2Ке ((^'+1,/+1 - ^+1/— 1)^к+1,/ - (^к—1,/+1 - ^к—1,/—1)^к—1,/) + + 2к1Ке ((ик/ - и"/ —1)(Мк,/— 1 + ) - (и"/+1 - и",/Х^к/ + ^"/+1)) + + 4Л2Ке ((^'+1,/—1 - ^к—1,/—1)^к,/—1 - (^к+1,/+1 - ^к—1,/+1)^к,/+1) =

= /2 - 2к(Р'+1,/ - Р'—1/) VSi,j € Бн П П. (33)

В узлах сеточной границы в силу условия Неймана данные уравнения несколько

тлО -

упрощаются, а сеточные краевые условия на Г н вытекают из краевых условий исходной дифференциальной задачи.

Сеточный аналог уравнения (29) для компоненты скорости V во внутренних узлах Бн П П получается так же:

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Рк/_ к/ + 4^1^ ((и'—1,/+1 - И'—1,/—1)^к—1,/ - (и"+1/+1 - и'+1,/—1)^к+1,/) +

+ 2к1Ке ((vi,j - Vi—1,/)(^к—1,/ + ) - - Vi,jХ^",/ + )) + 2

+ 3к2Ке ((vi,j - Vi,j—1)(Мк,/— 1 + ) - (vi,j+1 - Ч/Х^к/ + ^к,/+1)) + + ((и'+1,/+1 - ик—1,/+1)^к,/+1 - (ик+1/—1 - ик—1,/—1)^к,/—1) =

= /з - 2к (Р',/+1 - Р',/—1) V ^ € Бн П П. (34)

В узлах сеточной границы Г^ в силу условия Неймана эти уравнения выглядят проще, а значения V на Г^ являются нулевыми на основании краевых условий исходной дифференциальной задачи.

Сеточный аналог уравнения энергии (30) во внутренних узлах Бн П П получается в виде

/ / Г"/ ((е"+1/ - Гк/)2 + (ек/ - Гк— 1,/)2) -

•■к,/

т 2к2РгИ,е ек/

7 /7,- _ \2 , _ \2

2к2РгЯе ек/

Гк/+1 Гк/) + (ек/ Г",/— 1) ) +

Т

+ 2к2Р-гКё ((е",/ - Г"— 1,/)(^к—1,/ + ^к/) - (е"+1,/ - Гк/)(^к,/ + ^"+1,/)) + т

+ 2к2РгКе ((е",/ - Г",/ —1)(^",/—1 + ) - (е",/+1 - Г",/)(^к,/ + ^к,/+1)) = 1 Р" •

= /4 - (И"+1,/ - И"—1,/ + Vi,j+1 - Vi,j—1) +

+6^]^ ^ ((и"+1,/- и",/)2 +(и",/- и"—1,/)2) +

1 / / , \ 2 / \2) + 6к^ Г" ^(Vi,j+1 - ^) + - vi,j—1) ) +

1 VI 3 Г/ \2 / \ 2

+ 8№е — [(уг+1,3 — уг,3 + иг,3+1 — иг,3) + (уг,3 — уг-1,3 + иг,3+1 — иг,3) +

-г,3

+ (уг+1,з — у%,] + и^ — иг,з-1)2 + (у^з — у^-и + — иг,з-1)2} +

1 VI 3 Г/ \2 / \ 2

+ 12№е^ |_(иг+1,3 — игз — уг,з+1 + уг,3) + (иг,з — Щ-ы — уг,3+1 + уг,3) +

-г,з

+ (иг+1,з — игз — угз + угз-1)2 + (игз — иг-13 — угз + уг,3-1)2] Е Бь П П. (35)

Понятно, что в узлах ПьП(Г5 и Г2) в силу нулевого условия Неймана сеточное уравнение упрощается.

Эти уравнения дополняются краевыми условиями на Г™ из условия невозмущённого потока на входе.

5. Системы алгебраических уравнений

Для решения систем алгебраических уравнений используется многосеточный метод с внешними итерациями по нелинейности. После аппроксимации субстанциональной производной и применения метода конечных элементов с квадратурными формулами на каждом временном слое Ь = Ьк+]_' к = 0' 1'...'Ш — 1' получим системы нелинейных алгебраических уравнений.

Для сеточного аналога уравнения переноса массы система алгебраических уравнений относительно неизвестных ак+1 имеет диагональный вид

<аг,3 = Fгp3 Увз Е Пь' (36)

где ар3 — коэффициенты перед неизвестными, возможно, зависящие от других сеточных функций, а Гр3 — значения, известные с предыдущего временного слоя или из краевых условий. После исключения известных краевых значений уравнение (36) в матричном виде принимает вид

Анаь = рЛ (37)

ьь

где Аь — диагональная матрица, &ь и — векторы неизвестных и правой части размерности множества Пь.

Сеточные аналоги уравнений количества движения в терминах неизвестных значений ик+1 и ук+1 в узлах сетки Пь могут быть представлены в следующем виде:

аи иг-1,з + аи иг,з-1 + аи иг,з + аи иг,3+1 + аи иг+1,3 +

+вГ1,3-1уг-и-1 + вГ1,3+1уг-1,з+1 + [Зги+1,3-1уг+1,з-1 + = ^ ' (38)

а1'1,3 уг-1,3 + а\;3-1 угз-1 + а\:;3 у^ + а];3+1угз+1 + аг^+1,3 уг+13+ +ДГ13-1иг-1,з-1 + в~1,3+1иг-1,3+1 + ^''Ч+и- + в^+1,3+1 Щ+1,3+1 = Г^3 , (39)

\/8г.3 Е Пь.

Здесь а и в с разными индексами — коэффициенты при неизвестных и и у, равные нулю вне сеточной области Пь и зависящие нелинейным образом от других неизвестных систем (37), (41), (42) (см. ниже).

Сеточная система нелинейных алгебраических уравнений, соответствующая уравнению внутренней энергии, может быть представлена в виде

а-1 j+aj-4j-i+^++ae+lj^ = Fj v^- e пдгп, (40)

где а с разными индексами — коэффициенты при неизвестных, равные нулю вне сеточной области H и нелинейным образом зависящие от других неизвестных систем (37),

(41), (42).

Исключим известные краевые значения и последовательно занумеруем узлы H в лексикографическом порядке. Соответственно пронумеруются уравнения и неизвестные. В итоге система (33)-(35) примет матричный вид:

AUuh + = FU, + Ahvh = Fh, (41)

= Fh, (42)

где AU, A^h, Ah — пятидиагональные, B^B", — четырехдиагональные матрицы; uh, vh, eh и FU, F^h, Fh — векторы неизвестных и правых частей размерности множества П. Особенностью как системы (41)-(42), так и её промежуточных линеаризаций является необходимость одновременного использования трёх матричных уравнений во всех видах итераций (итераций Якоби для линеаризованных систем и итераций по нелинейности).

Таким образом, получена вариационно-разностная схема первого порядка аппроксимации по времени и по пространству. Для решения систем линейных алгебраических уравнений на каждом временном слое применялся точечный метод Якоби [18]. Сходимость этого метода и итераций по нелинейности значительно ускоряется при использовании в качестве начального приближения квадратичной экстраполяции значений по времени с двух временных слоев вместо простого переноса значений с предыдущего слоя. Ввиду существенного диагонального преобладания среднее количество итераций, необходимое для сходимости метода Якоби на сетке 1001x101 узлов, составляло не более 10.

6. Расчёт течения газа в канале с различными числами Маха и Рейнольдса

Приведённый алгоритм реализован для сформулированной выше задачи течения газа при сверхзвуковой скорости на входе. В качестве уравнений (5) в расчётах использованы уравнения состояния совершенного газа

P = (Y - 1)pe, T = y(y - 1)M2e,

зависимость динамического коэффициента вязкости газа представляется формулой Са-зерленда

ß = Tш.

Различные модификации этих уравнений и условия их применения приведены в [13].

Расчёты выполнялись на сетке, содержащей 1001x101 узлов, шаг по пространству h = 0.01, шаг по времени т = 0.001. Газодинамическая постоянная y, число Рейнольдса Re, число Прандтля Pr, число Маха Ми ш имели следующие значения: y = 1.4, Re = 2 ■ 103 и 104, Рг = 0.72, M = 2 и 4, ш = 0.8.

Рис. 2. Продольная составляющая скорости в моменты времени £ = 4 (а) и £ = 50 (б)

0.5 1 1.5 2 2.5 3 0.5 1 1.5 2 2.5 3

Рис. 3. Изолинии плотности для моментов времени £ = 4 (а), £ = 50 (б); I — И = 2, Ив = 2 • 103, II - И = 4, Ив = 104

На рис. 2 показана картина течения в канале для М = 2, Ие = 2 • 103. На рис. 2, а представлена компонента скорости и в момент времени Ь = 4, на рис. 2, б — в момент времени Ь = 50. За уступом происходит формирование вихря с отрицательными значениями скорости. С течением времени вихревая зона увеличивается в направлении потока и за уступом формируется течение со скоростью, близкой к нулевым значениям. Следует отметить, что за характерный размер Ь принята ширина канала. В данном случае, чтобы точка "примыкания" основного потока к донному течению оставалась в пределах расчётной области [19], длина канала при расчётах равнялась 10Ь.

На рис. 3 приведены соответствующие изолинии плотности для тех же моментов времени. Видно, что для Ь = 4 характерны формирование отрывной зоны в районе уступа и присутствие головного скачка. Со временем распределение плотности демонстрирует установление течения.

Таким образом, замена искомых функций в уравнениях сохранения массы и внутренней энергии привела к меньшей абсолютной погрешности в нормах Ь2 и Ьж, что и раньше было отмечено в одномерном случае [10]. Применение комбинации метода траекторий и метода конечных элементов не требует согласования триангуляций на соседних временных слоях. Это значительно облегчает динамическое разрежение или сгущение

триангуляций по времени для оптимизации вычислительной работы или улучшения аппроксимации в пограничных слоях и ударных волнах. Для решения систем алгебраических уравнений ввиду значительного диагонального преобладания использовался метод Якоби в комбинации с внешними итерациями по нелинейности. Совместное использование методов траекторий и конечных элементов позволило построить вычислительно устойчивый и экономичный алгоритм.

Список литературы

[1] Armaly В.Р., Durst F., Pereira J.C.F., Schonung В. Experimental and theoretical investigation of backward-facing step flow //J. Fluid Mech. 1983. Vol. 127. P. 473-496.

[2] Елизарова Т.Г., Соколова М.Е., Шеретов Ю.В. Квазигазодинамические уравнения и численное моделирование течений вязкого газа // Журнал вычисл. математики и матем. физики. 2005. Т. 45, № 3. С. 545-556.

[3] Cherdron W., Durst F., Whitelow J.H. Asymmetric flow and instabilities in symmetric ducts with sudden expansion //J. Fluid Mech. 1978. Vol. 84. P. 13-31.

[4] Durst F., Melling A., Whitelow J.H. Low reynolds number flow-over a plane symmetric sudden expansion // Ibid. 1974. Vol. 64. P. 111-118.

[5] Fearn R.M., Mullin T., Cliffe K.A. Nonlinear flow phenomena in a symmetric sudden expansion // Ibid. 1990. Vol. 211. P. 595-608.

[6] Hawa T., Rusak Z. The dynamics of a laminar flow in a symmetric channel with a sudden expansion // Ibid. 2001. Vol. 436. P. 283-320.

[7] Bosnyakov S., Kursakov I., Lysenkov A. et al. Computational tools for supporting the testing of civil aircraft configurations in wind tunnels // Progress in Aerospace Sci. 2008. Vol. 44. P. 67-120.

[8] Ковеня В.М., Слюняев А.Ю. Моделирование сверхзвуковых течений газа в канале // Вычисл. технологии. 2007. Т. 12. Спец. выпуск. 4. С. 32-41.

[9] Oberkampf W.L., Trucano T.G. Verification and validation in computational fluid dynamics // Progress in Aerospace Sci. 2002. Vol. 38. P. 209-272.

[10] Шайдуров В.В., Щепановская Г.И., Якубович М.В. Применение метода траекторий и метода конечных элементов в моделировании движения вязкого теплопроводного газа // Вычисл. методы и программирование. 2011. Т. 12. С. 275-281.

[11] Vos J.B., Rizzi A., Darracq D., Hirschel E.H. Navier — Stokes solvers in European aircraft design // Progress in Aerospace Sci. 2002. Vol. 38. P. 601-697.

[12] ADIGMA — A European Initiative on the Development of Adaptive Higher-Order Variational Methods for Aerospace Appl. Vol. 113. Notes on Numerical Fluid Mechanics and Multidisciplinary Design. Springer, 2010. P. 339-353.

[13] The Handbook of Fluid Dynamics / Ed. R.W. Johnson. CRC Press LLC & Springer, 1998.

[14] Ушакова О.А., Шайдуров В.В., Щепановская Г.И. Метод конечных элементов для уравнений Навье — Стокса в сферической системе координат // Вестник КрасГУ. 2006. № 4. 151-156.

[15] Pironneau O. On the transport-diffusion algorithm and its applications to the Navier — Stokes equations // Numer. Math. 1982. Vol. 38. P. 309-332.

[16] Chen H., Lin Q., Shaydurov V.V., Zhou J. Error estimates for trangular and tetrahedral finite elements in combination with a trajectory approximation of the first derivatives for advection-diffusion equations // Numer. Analysis and Appl. 2011. Vol. 4, No. 4. P. 345-362.

[17] Rannacher R. Methods for Numerical Flow Simulation. Institute of Appl. Math., Univ. of Heidelberg, Germany, 2007. 58 p.

[18] ВоЕводин В.В., Кузнецов Ю.Л. Матрицы и вычисления. M.: Наука, 1984.

[19] Блшкин В.А., Егоров И.В., Иванов Д.В. Торможение сверхзвукового потока в плоских и осесимметричных каналах // Изв. РАН. Механика жидкости и газа. 1998. № 2. С. 143-152.

Поступила в 'редакцию 6 марта 2013 г.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.