影響冷氣摻混數(shù)值模擬精度的若干問題分析

何宏疆，綦蕾，王鵬，劉火星

影響冷氣摻混數(shù)值模擬精度的若干問題分析

何宏疆，綦蕾，王鵬，劉火星

(北京航空航天大學(xué)能源與動(dòng)力工程學(xué)院，航空發(fā)動(dòng)機(jī)氣動(dòng)熱力國家級重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，北京100191)

對冷氣摻混數(shù)值模擬中的計(jì)算網(wǎng)格、湍流模型、射流邊界條件等影響精度的若干問題進(jìn)行分析。在吹風(fēng)比0.5下，對不同網(wǎng)格分布、湍流模型、射流邊界條件進(jìn)行數(shù)值模擬，所得結(jié)果與Ajersch的實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行對比。結(jié)果表明，出口下游的網(wǎng)格分布可適當(dāng)稀疏以減少計(jì)算量；在所研究的幾種湍流模型中，k-ε模型所得結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合得最好；考慮射流通道內(nèi)流動(dòng)能提高精度，在射流出口給定流場分布也可保證計(jì)算結(jié)果的精度。

航空發(fā)動(dòng)機(jī)；氣膜冷卻；方孔射流；冷氣摻混；數(shù)值模擬精度

numerical simulation precision

1 引言

隨著航空發(fā)動(dòng)機(jī)效率的提高，渦輪部件進(jìn)口溫度也不斷提高。而渦輪部件進(jìn)口溫度的提高，直接威脅到發(fā)動(dòng)機(jī)的安全性、可靠性和使用壽命。因此，探索成熟、高效的冷卻方法日益重要。自上世紀(jì)70年代以來，氣膜冷卻因其良好的冷卻效果被廣泛應(yīng)用于航空發(fā)動(dòng)機(jī)渦輪部件。冷氣摻混流動(dòng)十分復(fù)雜，且有很強(qiáng)的三維特性，準(zhǔn)確預(yù)測其特性有助于對冷氣再附位置、入射深度做出判斷。為此，很多學(xué)者對冷氣摻混問題進(jìn)行了大量實(shí)驗(yàn)和數(shù)值研究。

Zhou等[1，2]采用簡化的渦輪葉片氣膜冷卻模型，對吹風(fēng)比0.5、1.0、1.5三種情況進(jìn)行了實(shí)驗(yàn)和數(shù)值模擬。結(jié)果表明，射流下游中線上的速度分布和雷諾應(yīng)力分布相差較大，并認(rèn)為采用的湍流模型均不能準(zhǔn)確預(yù)測氣膜冷卻的流動(dòng)特征。Hoda等[3]采用七種湍流模型來預(yù)測冷氣摻混問題，表明所有模型均高估了射流下游尾跡區(qū)域內(nèi)的速度。Hassan等[4]對比了k-ε、RNGk-ε、realizablek-ε、k-ω四種兩方程湍流模型在解決冷氣摻混問題上的效果，并分析了其局限性，認(rèn)為標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型得到的模擬效果最好。Keimasi等[5]采用雷諾平均方法研究了三維湍流垂直入射主流，分別采用了標(biāo)準(zhǔn)k-ε模型加壁面函數(shù)模型和SST模型，最終得到的平均速度分布與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合得很好，但湍動(dòng)能分布相差較大。Garg等[6]在文獻(xiàn)中展示了射流入口邊界條件對準(zhǔn)確預(yù)測射流出口下游流動(dòng)的重要性，表明不同射流入口邊界條件可導(dǎo)致射流出口下游高達(dá)60%的換熱系數(shù)差異。隨著計(jì)算能力的提高，大渦模擬(LES)方法也被逐漸應(yīng)用到對這一問題的研究中來。Guo等[7]采用LES方法，得到了比雷諾平均方法吻合更好的結(jié)果。劉斌[8]采用LES方法對方孔射流問題進(jìn)行了模擬，其計(jì)算模型與Ajersch的實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ拖嗤ㄟ^模擬吹風(fēng)比1.5情況，加深了對各種渦結(jié)構(gòu)發(fā)展過程的認(rèn)識。

本文通過數(shù)值結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的對比，來研究計(jì)算網(wǎng)格分布、湍流模型、邊界條件等對冷氣摻混數(shù)值模擬精度的影響。

2 計(jì)算域與邊界條件

計(jì)算模型與Ajersch[2]的實(shí)驗(yàn)?zāi)Ｐ拖嗤?shí)驗(yàn)中采用了6排垂直入射的方孔，本文選擇一個(gè)周期作為計(jì)算域。實(shí)驗(yàn)研究了吹風(fēng)比0.5、1.0和1.5三種情況，本文只針對吹風(fēng)比0.5的情況。以實(shí)驗(yàn)測得參數(shù)作為邊界條件，主流進(jìn)口邊界條件為給定速度分布、湍流度分布和總溫。主流邊界層內(nèi)的速度和湍流度分布見圖1，主流中各個(gè)方向的速度U=U∞=11 m/s，V=0，W=0，總溫293.15 K。射流進(jìn)口邊界條件：射流進(jìn)口湍流度為0.05，速度U=0，V=5.5 m/s，W=0，射流總溫293.15 K。壁面兩側(cè)采用對稱邊界條件，壁面采用絕熱無滑移壁面，出口給定大氣壓力，具體邊界條件參見文獻(xiàn)[1]、[2]。與圖2的坐標(biāo)系相對應(yīng)，定義X方向?yàn)榱飨颍琘方向?yàn)榉ㄏ?，Z方向?yàn)檎瓜?。取射流孔邊長D為特征長度，且D=12.7 mm。主流流向長度為51D，法向長度為25D，展向?qū)挾葹?D。取射流孔中心為坐標(biāo)原點(diǎn)，射流孔位置為X= -0.5D～0.5D，Z=-0.5D～0.5D，其入口位于Y=-5.0D處。主流入口位置為X=-10.5D，出口位于X=40.5D。

圖1 主流進(jìn)口邊界層內(nèi)的速度和湍流度分布Fig.1 Velocity and turbulence intensity distribution at mainstream inlet

圖2 計(jì)算域示意圖Fig.2 Computational domain

3 結(jié)果分析

將數(shù)值結(jié)果與Ajersch等所做實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行對比，包括流向速度、展向速度、法向速度、湍動(dòng)能，且均以射流進(jìn)口速度Vj進(jìn)行無量綱化，距離以射流孔邊長進(jìn)行無量綱化。

3.1網(wǎng)格分布對數(shù)值模擬精度的影響

對表1中前四種網(wǎng)格分別進(jìn)行計(jì)算。各種網(wǎng)格在射流孔內(nèi)均勻分布，射流孔上、下游流向網(wǎng)格的膨脹比分別為1.12和1.06，法向膨脹比為1.06，射流孔中法向膨脹比為1.20，應(yīng)用SST湍流模型。四種網(wǎng)格下射流出口(Z/D=0)位置法向速度對比如圖3所示。可見，隨著網(wǎng)格數(shù)目的增加，不同網(wǎng)格的射流孔出口法向速度的差異逐漸減小。其中第1種網(wǎng)格過高給出了射流孔上游的入射速度，但隨著網(wǎng)格數(shù)目的增大，該位置的速度逐漸減?。痪W(wǎng)格3與網(wǎng)格4的結(jié)果相差很小。文獻(xiàn)[1]中，在距射流出口較遠(yuǎn)的下游(X/D=3，5)位置，速度分量和湍動(dòng)能與實(shí)驗(yàn)結(jié)果均相差很大。網(wǎng)格3在X/D=10位置的流向尺寸為0.48D，在主流出口為1.66D，網(wǎng)格過于稀疏可能是導(dǎo)致下游流場精度過低的原因。對網(wǎng)格3進(jìn)行加密，其中主流進(jìn)口至射流出口下游X/D=1.5位置的網(wǎng)格分布不變，X/D=1.5至主流出口的流向進(jìn)行加密，主流通道中展向和法向的網(wǎng)格分布不變，網(wǎng)格數(shù)目由361 854增加為573 032，加密后的網(wǎng)格稱為網(wǎng)格5。由圖4可見，網(wǎng)格加密后，主流中X/D=10位置的網(wǎng)格尺寸由0.48D縮小為0.17D，主流出口附近最大網(wǎng)格尺寸由1.66D縮小為0.45D。射流通道內(nèi)網(wǎng)格分布保持不變。但網(wǎng)格加密前后，出口下游各個(gè)位置的流向速度分量完全重合。下文中如無特殊說明，均以網(wǎng)格3作為計(jì)算網(wǎng)格。

圖3 射流出口中線法向速度對比Fig.3 Comparison of vertical velocity at the center line of jet exit

圖4 網(wǎng)格3與網(wǎng)格5在Z/D=0位置上的流向速度對比Fig.4 Comparison of streamwise velocity forZ/D=0

3.2湍流模型對數(shù)值模擬精度的影響

對幾種常用湍流模型(層流模型、零方程模型、四種兩方程模型(k-ε、SST、k-ω、RNGk-ε)、Base?line湍流模型)進(jìn)行驗(yàn)證。圖5給出了射流孔中線不同流向位置(Z/D=0)的流向速度對比。在射流孔中心(X/D=0)位置，相對于其它湍流模型，層流模型在Y/D=0～0.5高度位置的流向速度偏小，而零方程模型在Y/D=0.5～2.0位置預(yù)測的流向速度偏小。這是由于零方程模型和層流模型只能給定速度分布與總溫，不能給定進(jìn)口湍流度，導(dǎo)致射流出口附近流場與實(shí)驗(yàn)偏差很大。兩方程模型預(yù)測的射流孔出口處流向速度很接近，與實(shí)驗(yàn)結(jié)果也吻合得很好。在距射流出口下游1D位置，不同湍流模型預(yù)測的流向速度出現(xiàn)了明顯差異。其中層流和零方程模型在壁面附近的趨勢與實(shí)驗(yàn)結(jié)果相反，均在壁面附近向正流向運(yùn)動(dòng)；其它湍流模型在壁面附近的趨勢與實(shí)驗(yàn)相同，均在壁面附近出現(xiàn)倒流。k-ε模型預(yù)測的倒流峰值低于其它湍流模型，SST、k-ω、RNGk-ε模型均給出了偏高的回流速度。隨著X/D的增大，不同湍流模型之間的差異擴(kuò)大。X/D=3位置，RNGk-ε模型得到的峰值為負(fù)數(shù)，而實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明均為正向流動(dòng)。RNGk-ε模型、零方程模型和層流模型加速偏離實(shí)驗(yàn)值，其中零方程預(yù)測速度嚴(yán)重偏離實(shí)驗(yàn)值，層流方程在X/D=5位置速度峰值仍是負(fù)值。k-ε、k-ω、SST湍流模型結(jié)果偏離實(shí)驗(yàn)值較小，但均偏低地預(yù)測了壁面附近的速度，k-ε模型結(jié)果與實(shí)驗(yàn)值最為接近。

表1 網(wǎng)格分布Table 1 Grid distribution

圖5 不同湍流模型在Z/D=0位置上的流向速度對比Fig.5 Comparison between different turbulence models of streamwise velocity forZ/D=0

圖6不同湍流模型在Z/D=-0.5位置上的展向速度對比Fig.6 Comparison between different turbulence models of cross-tunnel velocity forZ/D=-0.5

圖6 給出了射流孔側(cè)面邊緣(Z/D=-0.5)不同湍流模型得到的展向速度與實(shí)驗(yàn)結(jié)果對比。在射流孔側(cè)邊(X/D=0)位置，各模型結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的展向速度均為負(fù)值，表明流向均為遠(yuǎn)離射流孔方向，且展向速度在距壁面很短一段距離內(nèi)就上升到峰值。零方程在射流出口就偏差實(shí)驗(yàn)值較遠(yuǎn)，其預(yù)測峰值為0.50Vj，其它模型則在0.65Vj～0.70Vj之間。在X/D=1位置，除零方程模型外，其余模型所得結(jié)果較為吻合，均預(yù)測到近壁面的正峰值和距壁面0.50D的負(fù)峰值。在壁面附近，對轉(zhuǎn)渦受主流作用，展向速度為正值，朝射流孔流動(dòng)；在對轉(zhuǎn)渦上半?yún)^(qū)，展向速度為負(fù)，遠(yuǎn)離射流孔流動(dòng)。兩個(gè)峰值的位置表明了對轉(zhuǎn)渦的范圍，而實(shí)驗(yàn)結(jié)果并沒有表現(xiàn)出近壁面峰值的存在，計(jì)算的對轉(zhuǎn)渦區(qū)域與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合較好。隨著距射流出口距離的增加，對轉(zhuǎn)渦強(qiáng)度逐漸減小，各數(shù)值結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的偏差增大。

圖7給出了Z/D=-1位置上的法向速度分布。在X/D=0位置，零方程模型和層流模型均在壁面附近得到了負(fù)值，即指向壁面流動(dòng)，該位置為對轉(zhuǎn)渦側(cè)邊緣；實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明法向速度為正值，其流向?yàn)檫h(yuǎn)離壁面方向，其它兩方程模型均與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合得很好。在X/D=1位置，壁面附近法向速度出現(xiàn)低峰值，對應(yīng)對轉(zhuǎn)渦外側(cè)向下流動(dòng)；在距壁面1D位置則出現(xiàn)正峰值，為主流在對轉(zhuǎn)渦位置以上加速，兩個(gè)峰值所在高度與圖6的一致。隨著流體向下游流動(dòng)，展向速度變小，對轉(zhuǎn)渦強(qiáng)度逐漸減弱，兩方程湍流模型預(yù)測趨勢相同，RNGk-ε模型預(yù)測的低峰值過低，k-ε模型和k-ω模型與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合得很好。

圖7不同湍流模型在Z/D=-1位置上的法向速度對比Fig.7 Comparison between different turbulence models of vertical velocity for Z/D=-1

圖8 給出了射流出口中線(Z/D=0)位置上的湍動(dòng)能(k/Vj)分布。在射流出口位置，層流模型高估了主流的湍動(dòng)能，其它模型均低估了湍動(dòng)能的峰值，這與流向速度沿法向的速度梯度(?U/?Y)相關(guān)。在距射流出口1D位置，各模型均得到了三個(gè)峰值，分別對應(yīng)壁面射流、射流尾跡和剪切層流動(dòng)，這些位置的?U/?Y較大，k-ε模型高估了峰值，SST、RNGk-ε模型低估了峰值，k-ω模型與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合較好。隨著流體向下游流動(dòng)，湍動(dòng)能峰值減小，但峰值所在高度提高。文獻(xiàn)[5]認(rèn)為，數(shù)值結(jié)果的不準(zhǔn)確與射流孔出口流場有關(guān)，在Ajersch的實(shí)驗(yàn)中，射流氣體由儲氣室進(jìn)入射流通道時(shí)，會在銳角處加速，從而導(dǎo)致射流進(jìn)口氣體湍動(dòng)能不均勻。因此在下文研究中，將采用實(shí)驗(yàn)得到的射流通道出口截面參數(shù)作為數(shù)值模擬的射流邊界條件，從而對射流邊界條件的影響進(jìn)行討論。綜上，相對于其它湍流模型，k-ε模型能較為準(zhǔn)確地預(yù)測各速度分量和湍動(dòng)能分布。

圖8 不同湍流模型在Z/D=0位置上的湍動(dòng)能對比Fig.8 Comparison between different turbulence models of turbulence kinetic energy for Z/D=0

3.3射流邊界條件的影響

對兩種射流邊界條件進(jìn)行計(jì)算：僅把射流進(jìn)口位置參數(shù)作為射流出口邊界條件(CASE2)，和以實(shí)驗(yàn)測得的射流出口速度分布、平均湍動(dòng)能作為射流邊界條件(CASE3)。所采用的計(jì)算域不包括射流通道，并將結(jié)果與考慮射流通道的計(jì)算結(jié)果、實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行對比。計(jì)算網(wǎng)格均采用網(wǎng)格3，湍流模型為k-ε模型。

圖9給出了射流出口位置法向速度(V/Vj)分布。在射流孔迎風(fēng)側(cè)至背風(fēng)側(cè)，法向速度均在0.2Vj～1.7 Vj之間，表明實(shí)驗(yàn)結(jié)果作為射流出口位置邊界條件可行。

圖9 射流出口位置法向速度分布Fig.9 Vertical velocity distribution at jet exit

圖10 不同射流邊界條件在Z=0位置上的流向速度對比Fig.10 Comparison between different jet conditions of streamwise velocity for Z/D=0

圖10 給出了Z/D=0位置上的流向速度對比，CASE1結(jié)果為考慮射流通道時(shí)的計(jì)算結(jié)果。在射流孔出口中心，CASE2的進(jìn)口流向速度分量為零，CASE1中射流在冷氣通道內(nèi)受主流擠壓而產(chǎn)生流向分量，在射流出口流向速度約為0.5Vj，CASE1、CASE3的分布與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合得很好。在X/D=1位置，實(shí)驗(yàn)、CASE1、CASE3結(jié)果幾乎重合，由于CASE2的射流出口流向速度分布與實(shí)驗(yàn)偏差較大，在X/D=1位置尾跡區(qū)的速度要低于實(shí)驗(yàn)值。在壁面到0.25D高度內(nèi)，CASE3的低峰值比CASE1的小，說明采用實(shí)驗(yàn)結(jié)果作為邊界條件下，在距射流出口很短一段距離內(nèi)的倒流加強(qiáng)。在下游發(fā)展過程中，CASE3在壁面附近的流向速度加速明顯，在X/D=3位置，CASE3尾跡區(qū)的流向速度已高于考慮射流通道的流向速度。在距射流出口較長位置上，CASE1和CASE2的結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的偏差逐漸擴(kuò)大。然而在壁面附近，采用實(shí)驗(yàn)結(jié)果作為進(jìn)口邊界條件所得流速與實(shí)驗(yàn)結(jié)果最為接近，CASE1與CASE2所得的流向速度均偏小。在X/D=3～5范圍內(nèi)，CASE2結(jié)果在距壁面1D高度內(nèi)的速度分布較實(shí)驗(yàn)結(jié)果偏低。

圖11給出了方孔兩側(cè)(Z/D=-0.5)位置上的展向速度對比。在X/D=0位置，展向速度與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合較好，采用射流出口測量值為邊界條件后，在0.2D高度處的展向速度峰值為0.8Vj，高于考慮射流通道算例中的0.7Vj。對比X/D=0與X/D=1流向位置，所測低峰值絕對值由0.5Vj減小為0.3Vj，而峰值所在高度由0.2D升至0.5D。在X/D=1位置，壁面附近的正峰值高達(dá)0.6Vj，CASE1與CASE3在Y/D=0.5高度存在負(fù)峰值，CASE2所預(yù)測的負(fù)峰值位于偏高的Y/D=0.8位置，高估了對轉(zhuǎn)渦對的范圍。

圖12給出了Z/D=-1位置上的法向速度分布。對比CASE2、CASE3，雖然均不考慮射流通道，但CASE2在X/D=0位置得到的低峰值為負(fù)值，在靠近壁面有向下的流動(dòng)，說明在射流出口對轉(zhuǎn)渦已形成，這與實(shí)驗(yàn)結(jié)果不符；受射流擠壓，主流沿法向加速至0.15Vj。相對于CASE2，CASE3與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合得更好，但在主流區(qū)，CASE2、CASE3均低于實(shí)驗(yàn)結(jié)果，表明射流出口速度分布對對轉(zhuǎn)渦的形成至關(guān)重要。在X/D=1位置，由前文分析已知，該位置位于對轉(zhuǎn)渦邊緣，其法向速度方向指向壁面，在對轉(zhuǎn)渦位置以上，主流向上繞過對轉(zhuǎn)渦加速流動(dòng)，法向速度迅速增加，在距壁面4D范圍內(nèi)，加速后大于0.05Vj。對比考慮射流通道結(jié)果，CASE2的正峰值所在高度最高。

圖11 不同射流邊界條件在Z/D=-0.5位置上的展向速度對比Fig.11 Comparison between different jet conditions of cross-tunnel velocity for Z/D=-0.5

圖12 不同射流邊界條件在Z=-1D位置上的法向速度對比Fig.12 Comparison between different jet conditions of vertical velocity for Z/D=-1

圖13 為不同射流邊界條件得到的湍動(dòng)能對比。在射流孔出口位置，CASE2與CASE3預(yù)測的湍動(dòng)能峰值大小接近，但CASE2預(yù)測峰值位置偏高，CASE3所得高度與實(shí)驗(yàn)值吻合較好。在下游位置，各數(shù)值結(jié)果均與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合不好，在X/D=1位置，CASE2的湍動(dòng)能比CASE1的低，這是由于主流與射流在射流通道內(nèi)已開始相互作用，湍動(dòng)能會在射流通道內(nèi)部提高，在射流孔下游表現(xiàn)明顯，不考慮射流通道就不能對通道內(nèi)的流動(dòng)進(jìn)行預(yù)測，湍動(dòng)能偏低；湍動(dòng)能與尾跡區(qū)內(nèi)的流向速度梯度相關(guān)，所以CASE3的湍動(dòng)能偏大。

圖13 不同射流邊界條件在Z=0位置上的湍動(dòng)能對比Fig.13 Comparison between different jet conditions of turbulence kinetic energy for Z/D=0

4 結(jié)論

(1)在射流出口遠(yuǎn)下游，各數(shù)值結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果偏差均較大，加密下游網(wǎng)格，所得流向速度分布保持不變。射流孔下游網(wǎng)格分布可適當(dāng)稀疏，有利于減少總體網(wǎng)格數(shù)目，從而減少計(jì)算量。

(2)解決冷氣摻混問題的常用湍流模型中，兩方程模型普遍比層流方程模型和零方程模型表現(xiàn)好。相對于其它湍流模型，k-ε模型結(jié)果與實(shí)驗(yàn)值吻合最好，SST、k-ω、RNGk-ε模型均給出了偏高的回流速度；在距射流孔較遠(yuǎn)的流向位置，所采用的湍流模型均高估了對轉(zhuǎn)渦強(qiáng)度；k-ε模型能較為準(zhǔn)確地預(yù)測射流與主流相互作用產(chǎn)生的射流尾跡、對轉(zhuǎn)渦等流動(dòng)特征。

(3)在氣膜冷卻數(shù)值研究中，應(yīng)考慮射流通道，對射流通道內(nèi)流動(dòng)進(jìn)行模擬，有助于得到準(zhǔn)確的射流出口流場，從而得到冷氣覆蓋范圍、冷卻效果等參數(shù)。在冷卻通道未知的情況下，根據(jù)經(jīng)驗(yàn)在射流出口給定速度分布和湍流度作為射流的邊界條件，也有助于提高氣膜冷卻問題數(shù)值模擬精度。

[1]Zhou J M.A Computational and Experimental Investiga?tion of Gas Turbine Blade Film Cooling[D].Vancouver：University of British Columbia，1994.

[2]Ajersch P，Ketler S，Zhou J M，et al.Multiple Jets in a Cross-Flow:Detailed Measurements and Numerical Simu?lations[J].ASME Journal of Turbomachinery，1997，119：330—342.

[3]Hoda A，Acharya S.Predictions of a Film Coolant Jet in Cross-Flow with Different Turbulence Models[J].ASME Journal of Turbomachinery，2000，122：558—569.

[4]Hassan J S，Yavuzkurt S.Comparison of Four Different Two-Equation Models of Turbulence in Predicting Film Cooling Performance[R].ASME GT2006-90860，2006.

[5]Keimasi M R，Taeibi-Rahni M.Numerical Simulation of Jets in a Cross-Flow Using Different Turbulence Models [J].AIAA J，2001，39：2268—2277.

[6]Garg V K，Gaugler R E.Effect of Velocity and Tempera?ture Distribution at the Hole Exit on Film Cooling of Tur?bine Blades[R].ASME 95-GT-2，1995.

[7]Guo X，Schr?der W.Large Eddy Simulation of Film Cool?ing Flows[J].Comput.Fluids，2006，35：587—606.

[8]劉斌，任麗蕓，葉建，等.方孔橫向射流的大渦模擬研究[J].航空科學(xué)技術(shù)，2009，(2)：40—43.

Parameters Affecting Numerical Simulation Precision for Cooling Air Mixing

HE Hong-jiang，QI Lei，WANG Peng，LIU Huo-xing，ZOU Zheng-ping
(National Key Laboratory of Science and Technology on Aero-Engine Aero-Thermodynamics，School of Energy and Power Engineering，Beijing University of Aeronautics and Astronautics，Beijing 100191，China)

Several parameters which affect the precision of numerical simulation for cooling air mixing were investigated,including mesh,turbulence model and boundary conditions.The comparison between the results with these parameters and measurement at a blowing ratio of 0.5 was made.The meshs at the far downstream from the exit of injection could be coarser to reduce the amount of computation.Thek-εturbu?lence model produced the result which matched the measurement best.The distribution of velocity and tur?bulence kinetic energy at the exit of injection is non-uniform because of the flow within the jet channel,so the geometry of jet channel should be taken into consideration to elevate the precision of numerical simula?tion.Also,distribution of flow-field at the jet exit could be fixed to ensure the precision of computation.

aero-engine；film cooling；square jet in cross-flow；cooling air in cross-flow；

V231.3

A

1672-2620(2013)03-00 21-08

2012-09-10；

2013-03-26

武器裝備預(yù)研基金(9140C410101110C4101)，國家自然科學(xué)基金(51106004)

何宏疆(1987-)，男，新疆昌吉人，碩士研究生，主要從事葉輪機(jī)內(nèi)部流動(dòng)機(jī)理研究。