5二十五届全国水动力学研讨会暨第十一届全国水动力学学术会议 R=1+0.15cos(60),微分同胚、控制方程、边界条件及其差分方法同前文分析,Re=100, 计算域网格数为270×200,时间步长取M=000125 无量纲时间t405时刻的瞬时流场情况图13:局部等流函数图,以及图14:等涡量云图, 其表面流场形态较前文圆柱与椭圆情形复杂,凹陷处亦有小尺度涡结构出现,但总体仍有涡 阶交替脱落。 图15对比了该波状柱体与圆柱绕流的阻力系数随时间演化情况,其阻力系数较圆柱情形 大,振幅略小,频率也较小,下文具体比较了不同情况下的脱落频率和阻力系数情况 图13波状表面圆柱柱绕流等流函数图 图14波状表面圆柱柱绕流等涡量云图 积分区域选取对CdC1计算结果影响 一波状柱体绕流 (t=384.75,Re=100 E Wave Cylinder 137 积分区域(离开壁面网格层数) 图15波状表面圆柱与普通圆柱阻力系数曲线比较图16不同积分区域升阻力系数计算结果(一般边界情形) 图16考查了不同积分区域下上述波状表面圆柱绕流问题升阻力系数计算的值,如图中所 示对于取离开柱体表面20-120网格层区域计算值,绝对误差在10-以内,验证了上文升阻力 系数计算公式其积分区域无关性对于较为复杂边界情况下也较好地适用,亦进一步验证了本 文数值计算方法的可靠性。 表一比较了上述4种不同形状柱体尾迹的相关特征,可见阻力系数越大,脱落频率越小, 涡脱落越慢。第二十五届全国水动力学研讨会暨第十一届全国水动力学学术会议 - 6 - R  1 0.15cos(6 )  ，微分同胚、控制方程、边界条件及其差分方法同前文分析，Re=100， 计算域网格数为 270 200  ，时间步长取  t 0.00125。 无量纲时间 t=405 时刻的瞬时流场情况图 13：局部等流函数图，以及图 14：等涡量云图， 其表面流场形态较前文圆柱与椭圆情形复杂，凹陷处亦有小尺度涡结构出现，但总体仍有涡 阶交替脱落。 图 15 对比了该波状柱体与圆柱绕流的阻力系数随时间演化情况，其阻力系数较圆柱情形 大，振幅略小，频率也较小，下文具体比较了不同情况下的脱落频率和阻力系数情况。 图 13 波状表面圆柱柱绕流等流函数图 图 14 波状表面圆柱柱绕流等涡量云图 图 15 波状表面圆柱与普通圆柱阻力系数曲线比较 图 16 不同积分区域升阻力系数计算结果（一般边界情形） 图 16 考查了不同积分区域下上述波状表面圆柱绕流问题升阻力系数计算的值，如图中所 示对于取离开柱体表面 20-120 网格层区域计算值，绝对误差在 3 10 以内，验证了上文升阻力 系数计算公式其积分区域无关性对于较为复杂边界情况下也较好地适用，亦进一步验证了本 文数值计算方法的可靠性。 表一比较了上述 4 种不同形状柱体尾迹的相关特征，可见阻力系数越大，脱落频率越小， 涡脱落越慢