
§3 Klassische Large Eddy Simulation 27
Um den gefilterten nichtlinearen Term in (II.21) n
¨
aher spezifizieren zu k
¨
onnen, wird
der SG–Tensor τ
R
mit der (Galileo–invarianten) Leonard–Zerlegung [Leo74] in drei
Summanden aufgespalten:
τ
R
= L + C + R
Diese sind der Leonard–Spannungstensor
L = u u
T
− u u
T
,
der die Wechselwirkungen zwischen den großen Skalen beschreibt, der Querspannungs-
tensor
C = u u
0
T
− u
0
u
T
,
der die Wechselwirkung zwischen den großen und den kleinen Skalen beschreibt und
der Reynolds–Spannungstensor
R = u
0
u
0
T
,
der die Wechselwirkungen der nichtgel
¨
osten Skalen untereinander beschreibt [Sag02].
Ist der verwendete Filter in (II.18) ein Reynolds–Operator, d.h. er erf
¨
ullt die folgenden
Eigenschaften [FR00, Sag02],
u = u, u
0
= 0 und u u = u u,
dann folgt daraus, dass L = C = 0. Damit ist der Residuums–Spannungstensor τ
R
identisch mit den Reynolds–Spannungen R und f
¨
ur den Konvektionsterm ergibt sich
die Darstellung
∇ ·
u u
T
= ∇ · R + ∇ ·
u u
T
= ∇ ·
u
0
u
0 T
+ ∇ ·
u u
T
.
Damit ergibt sich das Problem der A/jointfilesconvert/345248/bgeschlossenheit. In den insgesamt vier Glei-
chungen, drei Komponentengleichungen der Impulsbilanz und eine Kontinuit
¨
atsglei-
chung, treten neben den vier Unbekannten von Geschwindigkeit und Druck durch die
Reynolds–Spannungen zus
¨
atzliche Unbekannte auf. A/jointfilesconvert/345248/bgeschlossenheit kann hier also
nur erreicht werden, indem die Reynolds–Spannungen durch ein Turbulenzmodell mo-
delliert werden. Dies ist notwendig, da man keine mathematische Handhabung f
¨
ur das
dynamische Verhalten der nichtgel
¨
osten Gr
¨
oßen u
0
und p
0
besitzt. Modelle f
¨
ur die Be-
handlung von R sind also ein Schwerpunkt im Bereich der LES und anderer Methoden.
Das in dieser Arbeit verwendete Turbulenzmodell wird zusammen mit den numerischen
Ergebnissen vorgestellt.
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