基于层析PIV的湍流边界层展向涡研究

王洪平, 高 琪,*, 魏润杰, 王晋军

(1. 北京航空航天大学流体力学研究所 流体力学教育部重点实验室, 北京 100191; 2. 北京立方天地科技有限责任公司, 北京 100083)

基于层析PIV的湍流边界层展向涡研究

王洪平1, 高 琪1,*, 魏润杰2, 王晋军1

(1. 北京航空航天大学流体力学研究所 流体力学教育部重点实验室, 北京 100191; 2. 北京立方天地科技有限责任公司, 北京 100083)

层析粒子图像测速;湍流边界层;旋涡识别;展向涡

0 引 言

湍流中的拟序结构被认为是湍流产生和发展的关键,因此针对拟序结构的研究一直是湍流研究的一个重要方向。近期的湍流研究主要关注拟序结构和湍流统计量之间的关系。Smits[1]在关于高雷诺数壁

湍流的综述性文章中将拟序结构主要分为4类,包括近壁区条带,马蹄涡,大尺度结构(Large-Scale Motions,LSMs)和超大尺度结构(Very-Large-Scale Motions,VLSMs)。这里马蹄涡是对称以及不对称马蹄涡、Ω形涡和拱形涡的统称,这些涡一般由1个或2个流向涡腿和1个展向涡头组成,展向涡头的旋转方向和湍流边界层的平均剪切方向一致[2]。Adrian[3]用平面粒子图像测速(Particle Image Velocimetry, PIV)实验证明了在湍流边界层外区存在马蹄涡,同时这些马蹄涡的涡腿附着在壁面上并沿流向排列形成了流向涡包结构。目前,这种附着马蹄涡模型已被广泛接受[4]。但是,随着数值计算以及实验手段的不断改进和完善,有学者提出了不同的意见。Yang[5]通过马蹄涡发生器产生马蹄涡并观察马蹄涡向下游发展的情况,发现由涡产生的喷射(Ejection)现象能够导致二次马蹄涡的产生,并且能够诱导产生反向展向涡。Pirozzoli[6]通过条件平均进一步阐明了湍流中涡管和剪切层的相互作用,发现涡管基本分布在剪切层上并推断前者可能是Kelvin-Helmholtz不稳定性的产物。Lozano-Durán[7]在追踪拟序结构发展变化的过程中发现并不是所有的壁面附着结构都产生于壁面。Eitel-Amor[8]重做了Zhou[9]的数值实验,指出以前的研究[9-10]可能过高地估计了马蹄涡存在的生命周期以及再生的重要性和鲁棒性,在湍流耗散环境中马蹄涡会很快衰减,不足以维持湍流大尺度运动。

通过上面的讨论可知,马蹄涡虽然能够成功地描述湍流边界层中的一些现象，但仍有学者对其在充分发展湍流中的重要性提出了疑问。在本文中,定义正展向涡和湍流边界层中马蹄涡头的方向一致,用“p”表示(Prograde Spanwise Vortices),负展向涡用“r”表示(Retrograde Spanwise Vortices),与湍流边界层平均剪切方向相反。众所周知,在湍流边界层中存在和马蹄涡涡头相反的负展向涡,而且总是和正展向涡成对出现[2,6,11]。随着雷诺数的升高,负展向涡的作用将变得更加明显[2]。目前,对负展向涡的产生机理主要有3种解释:正展向涡诱导局部剪切失稳[5],马蹄涡的相互合并[12]以及Ω形涡的一部分[11]。然而,由于旋涡结构复杂的三维特性,目前这些解释仍缺少三维流场的进一步实验验证。

想要完美地解释负展向涡的产生机理以及和正展向涡的关系,就必须得到时间解析的瞬时三维三分量(3D3C)速度场。随着科学技术的发展和实验手段的不断完善,层析PIV技术[13-14]的出现使这种想法成为可能。从本质上讲,层析PIV和平面PIV的原理相同,它通过多相机多视角成像,然后利用倍增代数重构技术(Multiplicative Algebraic Reconstruction Technique,MART)得到流场示踪粒子的三维空间分布,进而互相关分析得到3D3C速度场。经过近10年的发展,层析PIV已经被用于测量高低雷诺数湍流边界层[15-16]、零质量射流[17]、激波边界层相互作用[18]、三角翼前缘涡[19]以及涡环撞壁实验[20]等,得到了复杂流场的三维结构。

本文运用层析PIV技术测量了Reτ≈1700的湍流边界层,并且从统计角度对正负展向涡进行了分析,希望对湍流边界层中的拟序结构有更深入的理解。本文的组织结构如下:第1节和第2节分别介绍了层析PIV的具体实验方法以及旋涡辨识的方法,这2部分是数据分析的基础;第3节统计了正负展向涡沿法向的变化规律;第4节进一步讨论了正负展向涡的空间位置对流场速度的影响;第5节讨论了几个典型的三维流场结构;最后给出总结和结论。

1 实验方法

本实验在北京航空航天大学大水洞完成,整个测量工况如图 1所示,其中x,y,z分别代表流向、法向和展向。为了生成满足要求的湍流边界层,在大水洞中竖直安装了一块大小为7m×1m的有机玻璃板并且前缘为椭圆倒角,直径为3mm的拌线布置在距平板前缘0.1m的位置。水洞底壁的宽度为1m,玻璃板被安装在距侧壁0.6m的位置,实验时水位高度也为0.6m。测量体处在展向中心,距玻璃板前缘6.7m,下边界距平板壁面的高度为5.5mm。流场中投放平均粒径为20μm的空心玻璃微珠作为示踪粒子,其密度为1.05×10-3g·mm-3。4台分辨率为2456pixel×2048pixel的12位CCD相机呈“×”形布置在水洞一侧,相机之间的夹角约为60°,各台相机配置尼康f=45mm定焦体视镜头。为了减少由于视角引起的光学畸变,镜头的光圈f#被调到8和11之间,并且相机、镜头和物面满足Scheimpflug条件。光源采用500mJ双脉冲激光(镭宝光电Vlite-500 PIV专用双脉冲激光器),波长532nm,经过扩束光路被扩展成厚度为16mm的体光源。相机和激光之间通过同步器(北京立方天地SM-MicroPulse725同步器)进行控制,实验时激光频率为4Hz,2次曝光的时间间隔Δt=1.2ms。每台相机采样了300幅图像,采样时长约为38s,最终得到了150个速度场。

图1 层析PIV实验工况示意图

层析PIV实验前需要标定物理空间和像素空间的关系。本文采用多项式标定(x,z方向采用三次多项式,y向采用一次多项式),标定板在测量体厚度范围内以2mm等间距移动并成像。初始得到的映射函数需要进行自修正[21],将映射函数的误差控制在0.1pixel以内，具体处理过程可以参考文献[22]。在层析PIV中,图像前处理也是一个非常重要的环节,可以很大程度上提升重构的精度和效率。本文对原始图像进行了时序最小背景剔除和空间滑动背景剔除,最终的图像进行了3×3的高斯平滑,高斯核σ=0.5。经过图像前处理后,粒子浓度约为0.06ppp(particle per pixel)。结合映射函数,空间粒子灰度场通过MART算法重构得到。本文进行10次MART迭代,重构体的大小为80mm×16mm×45mm,图像放大率为0.055mm/pixel,因此重构体素(voxel)的个数为1454voxel×290voxel×818voxel。

重构后的粒子灰度场直接通过互相关分析确定粒子的位移。本文采用多层迭代体变形算法[23],最终窗口大小为48voxel×48voxel×48voxel,重叠率为75%。为了提高计算效率,第1层互相关采用快速傅里叶变换算法(Fast Fourier Transform, FFT),其余互相关在得到速度参考矢量后进行窗口预偏置,然后采用小位移直接互相关算法。在体变形时只采用线性插值,这已经能满足计算精度的要求。另外,每一层互相关得到的速度场需要进行归一化坏点剔除[24]和高斯滤波,才能成为下一层互相关迭代的参考速度矢量。最终得到的速度场在剔除坏点的基础上进行了高斯平滑,平滑窗的大小为3×3×3,平滑强度σ=1。

流场的品质和参数通过激光多普勒测速(LaserDopplerVelocimetry,LDV)进行标定,表 1给出了流场的一些基本信息。实验时水温为18℃,对应的运动粘性系数ν为1.055mm2/s。当自由来流速度U∞约为0.413m/s时,流场的湍流度为0.97%。通过Musker方法[25]计算得到壁面摩阻速度uτ为15.57mm/s,边界层厚度δ为120mm,对应的基于壁面摩阻速度和动量厚度的雷诺数分别为1769和5176。根据公式用壁面粘性尺度(WallUnits,WU)对物理量进行无量纲化。

(1)

因此,粘性尺度的测量体大小为1176WU×235WU×661WU。速度场的法向测量范围为100

表1 湍流边界层的基本参数

2 旋涡及涡心辨识方法

2.1 三维流场的旋涡辨识

在湍流边界层中,存在涡量的地方可能存在旋涡,也可能是剪切层,因此,必须从湍流背景流场中提取真正的旋涡。根据Robinson[26]关于旋涡的定义,旋涡通常会以一定的速度对流,需要考虑伽利略不变性(Galilean Invariant),但在湍流边界层中旋涡的对流速度往往与所处位置的流动结构有关。目前的旋涡识别方法大多通过分析局部速度梯度张量来实现,例如Q准则、Δ准则、λ2准则以及λci准则,这些判据之间存在一定的联系,某些情况下是相互等价的[27]。本文采用基于当地脉动速度u的λci准则,即旋涡强度判据,该判据用局部速度梯度的复特征值的虚部来表示旋转的强度。由于分析的是脉动速度,湍流边界层当地时均速度U(仅考虑流向速度)已经从流场中剔除。考虑到PIV数据存在噪音以及空间分辨率的问题,速度梯度的计算往往存在误差。同时,旋涡强度在湍流边界层中并不是均匀分布,而是与法向高度y+有关。因此,阈值的设置不仅要考虑误差,还要考虑y+的影响。根据其他学者的研究成果[2,11],本文阈值的设定如公式(2)所示。

(2)

(3)

2.2 三维流场中展向涡位置

本文对展向涡的定位采用了类似文献[28]的方法,即找出展向涡所对应的连通区域,以该连通区域的质心作为三维流场中展向涡的位置。具体计算过程为:

3 展向涡沿法向分布规律

3.1 展向涡强度

(a) 代表平均值

(b) 代表脉动值

3.2 展向涡对流速度

(a)

(b)

图3 正负展向涡的流向对流速度(a)和法向对流速度(b)沿高度的变化。(a)中的黑色虚线代表速度剖面,(b)中的黑色虚线代表V+=0。

Fig.3 (a) The mean streamwise velocity of prograde and retrograde spanwise vortices as a function ofy+,theblackdottedlinerepresentsthemeanvelocityprofile. (b)Themeanwall-normalvelocityofprogradeandretrogradespanwisevorticesasafunctionofy+,theblackdottedlinerepresentsV+=0.

(a) 正展向涡 (b) 负展向涡 (c) 全流场

图4 流向速度和法向速度的联合概率密度分布

Fig.4 The joint probability density function of streamwise velocity and wall-normal velocity. (a) prograde spanwise vortices, (b) retrograde spanwise vortices, (c) the whole flow field.

4 正负展向涡的空间关系

通过第3节的分析可知:正负展向涡在法向的区别主要集中在强度、空间流场结构以及对流速度上,本节主要讨论正负展向涡在x-y平面内的空间关系。以正展向涡的涡心为中心,在半径为200WU的区域内统计周围正负展向涡出现的概率,在展向z允许有±2Δz+(±19.4WU)的偏差。在统计过程中,同一个展向涡如果同时被不同的中心涡选中,则选择其中距离最近的一个。图5为统计得到的结果,图5(a)表示中心为正展向涡时周围正展向涡的分布情况，而图5(b)表示中心是正展向涡,负展向涡在其周围的分布情况，横纵坐标分别表示离中心涡的流向和法向距离,云图代表周围涡出现的概率,颜色越红说明在该位置出现的概率越高。在图5中,正展向涡基本上沿流向水平排列,间距约为60WU，由于样本数量有限导致统计的分辨率较低。对于图5(b)中的负展向涡,基本上分布在正展向涡的流向和法向。Natrajan[11]在文章中展示了法向分布的这种情况,但并没有展示流向分布这种情况,在实际流场中,后者往往也是存在的，其出现的概率几乎和法向出现的概率相等。另外,仔细观察负展向涡法向出现的位置可以发现：在正展向涡底部时其偏向上流,而在正展向涡上部时偏向下游,这与Natrajan[11]的结果一致。

进一步分析正负展向涡的空间位置对流场速度的影响。如图6(a)所示,以正展向涡为中心,负展向涡的位置可以用他们之间的连线与流向的夹角θ表示(半径变化较小,一般在100个粘性尺度以内,如图5(b)所示)。θ的取值范围为0°到360°,180°和0°表示负展向涡在正展向涡的上下游,而90°和270°表示在上层和下层。连线中心的脉动速度可以由插值得出,用该速度可以比较容易和准确地判断出流场速度与展向涡空间位置的关系。图6(b)给出了连线中心的脉动速度(u+,v+)随角度θ的变化规律,圆点代表流向速度u+,三角代表法向速度v+。随着角度的变化,流向速度呈现出正弦曲线的变化规律,而法向速度表现出与之相对的余弦变化趋势。当负展向涡分布在正展向涡的流向,即θ为0°或180°时,流向速度的平均值几乎为0,而法向速度的平均值却最大,约为1.2;当负展向涡分布在正展向涡的法向时,即θ为90°或270°时,流向速度表现出高低速区域,而法向速度却维持在0左右,如图6(a)中的红蓝箭头所示。该规律完全背离了图4所描述的速度之间的依赖关系,高低速区的产生无法简单地用扫掠和喷射来解释。需要注意的是,这种和涡结构有很强关系的高低速区域的尺度都比较小,与图5中展向涡之间的距离相当。一般来说,喷射产生于近壁区并逐渐向上运动,相反,扫掠产生于较高位置朝壁面运动[7]。这种大范围相对运动容易产生大尺度结构,而中小尺度的流动结构更多是由于不稳定性和旋涡运动造成的。

(a)

(b)

Fig.5 The distribution of prograde (a) and retrograde (b) spanwise vortices around a prograde vortex

(a)

图6 (a)高低速区域与正负展向涡位置关系示意图,(b)速度与正负展向涡空间位置的关系

Fig.6 (a) The schematic diagram about the relationship between the low (high) momentum region and the spatial arrangement of spanwise vortices, (b) The corresponding variations inu+(v+)andθ

5 三维流场

6 结 论

本文通过层析PIV测量了Reτ≈1700的湍流边界层,并统计分析了100

(1) 对于旋涡强度,正负展向涡表现出不同的性质。随着法向高度的增加正展向涡逐渐变弱而负展向涡基本保持不变。

(2) 流向速度和法向速度呈现出很强的相关性,导致流场中的大尺度高低速区域成为雷诺应力-uv的主要来源。

(3) 正展向涡在流向呈现出等间距分布,而负展向涡大多分布在正展向涡的流向和法向，但并没有统计这种分布在流向持续的长度。

(4) 在小尺度范围内(约为100WU),高低速区域并不受喷射和扫掠机制的控制,而是更多和涡结构的空间位置以及局部不稳定性有关。

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(编辑：张巧芸)

Study of spanwise vortices in turbulent boundary layer flow based on tomographic PIV

Wang Hongping1, Gao Qi1,*, Wei Runjie2, Wang Jinjun1

(1. Fluid Mechanics Key Laboratory of Ministry of Education, Beijing University of Aeronautics and Astronautics, Beijing 100191, China; 2. MicroVec., Inc, Beijing 100083, China)

tomographic PIV;turbulent boundary layer;vortex identification;spanwise vortices

1672-9897(2016)02-0059-08

10.11729/syltlx20150086

2015-06-08;

2015-07-30

国家自然科学基金(11472030,11327202,11490552)

WangHP,GaoQ,WeiRJ,etal.StudyofspanwisevorticesinturbulentboundarylayerflowbasedontomographicPIV.JournalofExperimentsinFluidMechanics, 2016, 30(2): 59-66. 王洪平, 高 琪, 魏润杰, 等. 基于层析PIV的湍流边界层展向涡研究. 实验流体力学, 2016, 30(2): 59-66.

V211.7;O

A

王洪平(1987-),男，四川广元人,博士。研究方向:实验流体力学。通信地址: 北京航空航天大学航空科学与工程学院流体力学研究所(100191)。E-mail: h.p.wang@foxmail.com。

*通信作者E-mail:qigao@buaa.edu.cn