基于解耦算法的化学非平衡流并行数值模拟
发布时间：2021-03-10 00:26
化学非平衡流的数值模拟需要求解化学反应源项,而详细化学反应机理中各个基元反应的时间尺度相差显著,因而导致空间离散后形成刚性常微分方程组,其求解计算量巨大。为此,在非结构有限体积法化学非平衡流解耦算法的基础上,进一步采用基于MPI的并行计算实现大规模化学非平衡流数值模拟的加速,从而为进一步求解复杂的工程应用建立条件。由于基于解耦算法的求解器中计算量最大的化学反应源项求解是基于各个单元格心变量实现,每个时间步求解时不需要进行交互,因此便于实现分区并行计算。经典的激波诱导振荡燃烧算例的数值模拟表明,开发的并行求解器具有较高的计算精度和良好的计算效率,并且由于其较低的内存需求,具备进一步开发图形处理器（GPU）计算能力的基础。
【文章来源】：宇航总体技术. 2020,4(02)
【文章页数】：7 页
【部分图文】：
计算网格示意图
图3给出了激波诱导周期性振荡燃烧的实验纹影图。可以看出,弹丸前端存在光滑的脱体激波。由于弹丸飞行马赫数略低于来流参数条件下CJ爆速,混合气体经过激波压缩后增温增压,在下游发生周期性振荡燃烧,从图3中看出,燃烧阵面呈现出规则的波纹状,在燃烧阵面和激波间存在着未燃混合气体。采用3.1节参数进行数值模拟,得到了驻点流线上(即对称边界)密度随时间变化曲线,如图4所示。可以看出,激波和燃烧阵面呈现出显著的周期性振荡,来流沿驻点流线通过激波后增温增压,化学反应速率增大,在诱导区内经过诱导时间后释放能量,进而发生化学反应,形成燃烧阵面。弹丸前激波到燃烧阵面间的距离即为诱导区宽度,诱导区范围由激波后的诱导时间决定,驻点流线上弹丸头激波强度接近正激波,诱导时间最短,因此驻点线上诱导区宽度最小。振荡燃烧过程中,随机扰动产生一道压缩波,由于正激波后为亚声速区域,因此该压缩波向上游传播至头激波,增强了激波强度,同时形成向下游传播的弱反射声波和一道接触间断。随着激波强度的增强,波后温度升高,诱导距离缩短,燃烧阵面靠近头激波,此时化学反应速率增大,能量释放速率的短暂增大又会产生新的向上游传播的压缩波,流场进入新一周期的振荡燃烧。此外,由于燃烧阵面的位置前移,由头激波向下游传播的接触间断到达原始燃烧阵面时,无可燃气体支持化学反应放热,因此形成了向上游传播的膨胀波,膨胀波到达激波阵面时与激波相互作用降低了激波强度,减缓了波后放热速率,诱导区宽度重新增加,燃烧阵面向下游运动,恢复至初始位置。综上所述,振荡燃烧的根本原因在于压缩波和膨胀波对激波及燃烧阵面的周期性影响。
采用3.1节参数进行数值模拟,得到了驻点流线上(即对称边界)密度随时间变化曲线,如图4所示。可以看出,激波和燃烧阵面呈现出显著的周期性振荡,来流沿驻点流线通过激波后增温增压,化学反应速率增大,在诱导区内经过诱导时间后释放能量,进而发生化学反应,形成燃烧阵面。弹丸前激波到燃烧阵面间的距离即为诱导区宽度,诱导区范围由激波后的诱导时间决定,驻点流线上弹丸头激波强度接近正激波,诱导时间最短,因此驻点线上诱导区宽度最小。振荡燃烧过程中,随机扰动产生一道压缩波,由于正激波后为亚声速区域,因此该压缩波向上游传播至头激波,增强了激波强度,同时形成向下游传播的弱反射声波和一道接触间断。随着激波强度的增强,波后温度升高,诱导距离缩短,燃烧阵面靠近头激波,此时化学反应速率增大,能量释放速率的短暂增大又会产生新的向上游传播的压缩波,流场进入新一周期的振荡燃烧。此外,由于燃烧阵面的位置前移,由头激波向下游传播的接触间断到达原始燃烧阵面时,无可燃气体支持化学反应放热,因此形成了向上游传播的膨胀波,膨胀波到达激波阵面时与激波相互作用降低了激波强度,减缓了波后放热速率,诱导区宽度重新增加,燃烧阵面向下游运动,恢复至初始位置。综上所述,振荡燃烧的根本原因在于压缩波和膨胀波对激波及燃烧阵面的周期性影响。图5显示了流场及H2O2组分的密度分布。可以看出,燃烧阵面存在于激波下游,并未与激波耦合,因此无法形成稳定爆轰结构。在化学反应过程中,燃烧阵面不再保持光滑,呈现周期性振荡。图6记录了驻点处压力随时间变化曲线,提取30μs～45μs时间段内数据进行傅里叶变换,得到了周期性振荡频率为417kHz,与实验数据[10]425kHz和文献计算结果[12]431kHz符合较好,证明在并行计算条件下求解器具有良好的计算精度。
本文编号：3073733
【文章来源】：宇航总体技术. 2020,4(02)
【文章页数】：7 页
【部分图文】：
计算网格示意图
图3给出了激波诱导周期性振荡燃烧的实验纹影图。可以看出,弹丸前端存在光滑的脱体激波。由于弹丸飞行马赫数略低于来流参数条件下CJ爆速,混合气体经过激波压缩后增温增压,在下游发生周期性振荡燃烧,从图3中看出,燃烧阵面呈现出规则的波纹状,在燃烧阵面和激波间存在着未燃混合气体。采用3.1节参数进行数值模拟,得到了驻点流线上(即对称边界)密度随时间变化曲线,如图4所示。可以看出,激波和燃烧阵面呈现出显著的周期性振荡,来流沿驻点流线通过激波后增温增压,化学反应速率增大,在诱导区内经过诱导时间后释放能量,进而发生化学反应,形成燃烧阵面。弹丸前激波到燃烧阵面间的距离即为诱导区宽度,诱导区范围由激波后的诱导时间决定,驻点流线上弹丸头激波强度接近正激波,诱导时间最短,因此驻点线上诱导区宽度最小。振荡燃烧过程中,随机扰动产生一道压缩波,由于正激波后为亚声速区域,因此该压缩波向上游传播至头激波,增强了激波强度,同时形成向下游传播的弱反射声波和一道接触间断。随着激波强度的增强,波后温度升高,诱导距离缩短,燃烧阵面靠近头激波,此时化学反应速率增大,能量释放速率的短暂增大又会产生新的向上游传播的压缩波,流场进入新一周期的振荡燃烧。此外,由于燃烧阵面的位置前移,由头激波向下游传播的接触间断到达原始燃烧阵面时,无可燃气体支持化学反应放热,因此形成了向上游传播的膨胀波,膨胀波到达激波阵面时与激波相互作用降低了激波强度,减缓了波后放热速率,诱导区宽度重新增加,燃烧阵面向下游运动,恢复至初始位置。综上所述,振荡燃烧的根本原因在于压缩波和膨胀波对激波及燃烧阵面的周期性影响。
采用3.1节参数进行数值模拟,得到了驻点流线上(即对称边界)密度随时间变化曲线,如图4所示。可以看出,激波和燃烧阵面呈现出显著的周期性振荡,来流沿驻点流线通过激波后增温增压,化学反应速率增大,在诱导区内经过诱导时间后释放能量,进而发生化学反应,形成燃烧阵面。弹丸前激波到燃烧阵面间的距离即为诱导区宽度,诱导区范围由激波后的诱导时间决定,驻点流线上弹丸头激波强度接近正激波,诱导时间最短,因此驻点线上诱导区宽度最小。振荡燃烧过程中,随机扰动产生一道压缩波,由于正激波后为亚声速区域,因此该压缩波向上游传播至头激波,增强了激波强度,同时形成向下游传播的弱反射声波和一道接触间断。随着激波强度的增强,波后温度升高,诱导距离缩短,燃烧阵面靠近头激波,此时化学反应速率增大,能量释放速率的短暂增大又会产生新的向上游传播的压缩波,流场进入新一周期的振荡燃烧。此外,由于燃烧阵面的位置前移,由头激波向下游传播的接触间断到达原始燃烧阵面时,无可燃气体支持化学反应放热,因此形成了向上游传播的膨胀波,膨胀波到达激波阵面时与激波相互作用降低了激波强度,减缓了波后放热速率,诱导区宽度重新增加,燃烧阵面向下游运动,恢复至初始位置。综上所述,振荡燃烧的根本原因在于压缩波和膨胀波对激波及燃烧阵面的周期性影响。图5显示了流场及H2O2组分的密度分布。可以看出,燃烧阵面存在于激波下游,并未与激波耦合,因此无法形成稳定爆轰结构。在化学反应过程中,燃烧阵面不再保持光滑,呈现周期性振荡。图6记录了驻点处压力随时间变化曲线,提取30μs～45μs时间段内数据进行傅里叶变换,得到了周期性振荡频率为417kHz,与实验数据[10]425kHz和文献计算结果[12]431kHz符合较好,证明在并行计算条件下求解器具有良好的计算精度。
本文编号：3073733
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