Laboratory measurements were made of flow and mass transfer over a blunt flat plate of finite thickness, which is placed in a pulsating free stream, $U_{\infty}=U_{o}(1+A_ocos2\pif_{p}t)$. Low turbulence-intensity wind tunnel experiments were conducted for small and moderate Reynolds numbers, 560≤Re_H≤8000. The majority of experiments were carried out in the ranges of $f_p$ = 20.0 - 80.0 Hz and $A_o$≤0.15. Flow properties were measured by I-type hot-wire and split-film probes. Mass transfer rates were measured by employing the naphthalene sublimation technique. The present results for non-pulsation flows ($A_o=0.0$) were shown to be consistent with the published data. For pulsating approach flows, plots were constructed to illustrate the distributions of the wall static pressure, the longitudinal mean velocity and turbulent intensity, and the Sherwood number, Sh, as a function of the stream-wise distance $x^*$ measured from the leading-edge separation line. As either of $A_o$ or $f_p$ increases, the time-mean reattachment length reduces significantly, which means the height and length of separation bubble reduces simultaneously; the position where $C_p$ is recovered moves upstream, and the minimum value of $C_p$ gradually decreases; the reverse flow is more intensified; there is a great augmentation of longitudinal component of turbulent energy.
In the zone of separation bubble, the effect of pulsation on Sh is conspicuous. Sh decreases monotonically from a value at the separation point to the minimum value near the secondary separation point where Sh becomes minimum, and Sh increases appreciably with increasing $x^*$, after passing the secondary separation point to the maximum value at the reattachment point and then decreases monotoincally afterward. The secondary separation point and the position where Sh has maximum moves further upstream as either of $A_o$ or $f_p$ increases. At large $Re_H$, the relative influence of pulsation on Sh weakens.
The flow visualizations provided useful information for the interpretation of the variations of $x_R$, $C_P$, U, $u_{rms}$ and mass transfer rate in the separation bubble. Based on the special features revealed in the data of $x_R$ with $St_p$, three distinct regimes were divided into. In regime I, as $A_o$ increases for fixed $St_p$, $x_R$ is seen to be reduced monotonically, approaching an asymptotic value; in regime II, a minimum of $x_R$ at a certain value of $A_o$ was observed; in regime III, $x_R$ shows no significant change with $A_o$ for fixed $St_p$ $C_p$ data were varied in accordance with these characteristics. Especially in regime III, no noticeable alteration in the distributions of $C_p$ was observed.
A vortex-merging was observed in pulsating flow as well as in non-pulsating flow. In non-pulsating flow, it was found that the shedding of large-scale vortices varies through a range of phases. In pulsating flows, the vortex-merging was found to be hindered when $A_o$ increases for fixed $St_p$. As $St_p$ becomes large, there appears high possibility of vortex-pairing. However, when $St_p$ is greater 0.965, the formation, development and shedding process was almost the same as in non-pulsating flow case. In regime I and II, patches of more-organized concentrated and discrete large-scale vortices was observed to shed from the separation bubble, and was almost evenly distributed in the streamwise direction. Hair-pin vortices were also observed, and the distance between the two counter-rotating transverse vortices was 1.64 $x_R$, which is compared to be larger than that of non-pulsating flow the reattachment length gradually decreases as $St_p$ increases. In regime I, there exist two dominant peaks at $St_s=St_p$ and $St_s=0.5St_p$ in the spectrum of longitudinal velocity fluctuations at the edge of shear layer over reattachment location. In regime II, a more dominant peak is found at $St_s=0.5St_p$. However, In regime III, the dominant peak appears at nearly the same frequency as in non-pulsating flow, $St_{so}$. On the other hand, the shear layer is thickened by the formation of a chain of relatively small-sized vortices along the shear layer edge, the vortices being generated at the leading-edge at the applied pulsating frequency.
유한한 두께를 가진 평판이 유동장에 놓여 있을 때, 평판의 선단에서 유동은 박리하고 재부착하여 박기 기포(separation bubble)가 평판 위에 형성 되게 된다. 여기서 박리 기포는 박리된 전단층과 평판의 윗면이 이루는 재순환 유동이 존재하는 영역을 의미한다. 박리 전단층에서 형성되는 거대와(large-scale vortices)가 성장하고(rolling-up and growing-up) 벽면에 부딪치면서 후류로 흘러가는(shedding) 일련의 기구(mechanism)에 의해 박리 기포 내의 유동 특성이 바뀌게 된다. 따라서, 평판 위의 물질 또는 열전달 특성도 영향을 받게 된다.
본 연구에서는 유동과 물질 전달 특성에 가장 중요한 역할을 하는 거대와의 거동을 제어하기 위해서 균일 유동에 맥성 성분을 부가하였다. 맥동 유동은 낮은 난류 강도를 가지는 풍동의 안정부(settling chamher)에 오디오 스피커를 부착하여 함수 발생기로부터 발생된 정현파를 스피커에 가진 함으로써 발생되었다. 맥동의 두 가지 성분인 맥동 주파수와 맥동 진폭을 체계적으로 바꾸어 가면서 유동장과 물질 전달률을 실험적으로 측정하였다. 유동장의 정성적인 특성을 알아보기 위해서 스모커 와이어(smoke-wire) 기법을 이용한 유동 가시화를 수행하였다. 이때 비정상적인(unsteady) 거대와의 거동을 잡기 위해서 Ram-type 고속 카메라와 수동 카메라를 썼다. 정량적인 양을 재기 위해서는 열선 풍속계(I-type Hot-wire와 split film sensor)를 사용하였고, 벽면의 정압 분포은 정압 공을 뚫어서 측정하였다. 그리고 평판 위에서의 물질 전달률을 구하기 위해서는 나프탈렌 승화법 (naphthalene sublimation technique)을 이용하였다.
결과적으로 유동 가시화를 통해, 거대와 말림(rolling-up)과 성장(growing-up)과 재부착(reattachment)과 흘림(shedding)을 일목요연하게 볼 수 있었다. 비맥동의 경우 재부착 되어 흘러나가는 거대와의 거동 특성이 시간에 따라 바뀌는 것이 발견되었다. 다시 말해, shedding phase에 따라, 거대와가 재부착하는 위치가 시간 평균된 재부착 길이($x_{R0}$) 보다 짧은 지점에서 일어나는 경우, 흘러 나온 이웃하는 두 개의 거대와가 와 병합(vortex-merging) 하는 경우, 그리고 순간적으로 재부착점 영역으로부터 박리 기포로 흘러 들어가는 reinjection율이 증가하여 전단층이 위쪽으로 움직이게 되고 동시에 거대와가 완전히 성장을 못해 전단층으로부터 흘려지지(shedding) 않게 됨으로써 재부착이 지연되어 재부착 길이가 증가하는 등 다양한 shedding phase가 있었다. 이것은 박리 전단층에서 일반적으로 발견되는 낮은 주파수에서의 전단층 떨림(low frequency flapping motion of the separated shear layer)과 직접적인 관련을 맺고 있다고 여겨진다.
맥동 유동장에서는 가한 맥동 주파수에 따라 재부착 길이가 변화하는 특성에 따라 세가지 영역으로 나눌 수 있었다. 첫번째 영역(regime I)은 고정된 맥동 주파수에 맥동 진폭을 증가시키면 재부착 길이가 점점 줄어들다가 어느 값 이상에서는 어떤 한 값에 수렴하는 특징을 가지고 있다. 두 번째 영역(regime II)은 재부착 길이가 맥동 진폭이 증가함에 따라 점점 감소하다가 어느 값 이후로 다시 계속 증가하다가 비맥동 유동장에서의 재부착 길이로 바뀌거나 아니면 증가하다가 다시 감소하는 특성을 보여 주고 있다. 그리고 마지막 영역(regime III)에서는 맥동 진폭이 아무리 증가 하더라도 재부착 길이에 거의 변화가 없었다. 여기서, 고정된 맥동 진폭에 맥동 주파수를 증가시킴에 따라 재부착 길이가 국부적으로 최소가 되는 점들이 얻어졌는데, 이 값은 자연 흘림 주파수(natural shedding frequency)의 2배, 6배와 8배 되는 맥동 주파수에서 얻어졌다. 그리고 재부착 길이가 국부적으로 최대가 되는 점은 자연 흘림 주파수의 5배와 7배 되는 맥동 주파수에서 얻어졌다. 유동 가시화의 결과는 이런 특성들을 정성적으로 잘 보여 주었다. 전체적으로 볼 때, 맥동 성분이 가해질 때, 거대와가 전단층에서 형성되고 성장하다가 벽면에 부딪쳐 후류로 흘러 가는 특성은 비맥동 유동의 경우와 거의 같았다. 하지만, 첫번째와 두 번째 영역에서는 맥동이 가해질 때, 보다 강한 거대와의 덩어리(patches of more concentrated and discrete large-scale vortice)가 전단층으로 부터 흘러 나와 와 병합이 일어나지 않을 때는 유동 방향으로 거의 일정한 간격을 유지하는 것이 관측되었다. 이 때 거대와가 전단층으로부터 흘러 나오는 주기는 가한 맥동 주기와 동일했다. 반면에, 맥동 주파수를 증가시킴에 따라 형성된 거대와와 거대와 사이의 간격이 점점 줄어들기 때문에 와 병합이 일어날 가능성이 점점 증가하게 된다. 따라서, 재부착점 근처 전단층의 가장자리에서 잰 속도 성분의 스펙트럼에서 가한 주파수와 가한 주파수의 반에서 강한 파워가 발견되었다. 때때로 가한 주파수의 사분의 일 점에서 피크가 발견되는 경우가 있는데, 이는 병합된 거대와 사이에 제 2의 와 병합이 일어난 것을 반영하는 것이다. 두 번째 영역에서 맥동 주파수가 어는 값 이상이 될 때는 가한 주파수에서의 스펙드럼 상에서의 피크는 발견되지 않았다. 대신에 가한 주파수의 1/2과 1/4에서 피크가 얻어졌는데 이는 와 병합이 모든 shedding phase에서 일어난다는 것을 의미한다. 여기서 꼭 한 가지 더 언급해야 할 것은 거대와 병합이 앞선 보고와 같이 전단층 내에서 일어나는 것이 아니라 재부착 되어 전단층으로부터 흘러 나와 후류로 흘러 가면서 생긴다는 것이다. 세 번째 영역에서는 재부착 길이의 변화가 거의 없는 것처럼, 거대와의 거동에 비맥동 유동장의 경우에 비해 거의 변화가 없었다. 앞에서 언급한 다양한 shedding phase도 관측되었다. 그러나 비맥동 유동장의 경우와 다르게 아주 작은 와들이 꼬리에 꼬리를 물고 체인을 형성하여 전단층의 가장 자리를 따라 후류로 이동해 가는 특성을 분명하게 보여 주었다. 두 번째 영역에서 맥동 진폭을 증가시키면, 어느 값 이상에서는 재부착 길이가 비맥동 유동장의 값과 거의 같아지는 경우가 있다고 언급 했는데, 유동 가시화에 의하면 이 때도 길이가 짧은 전단층이 갑자기 점프하면서 와의 체인이 전단층의 가장자리를 따라 형성되는 것이 관측되었다. 비맥동 유동장에서 발견된 hair-pin 와도 관측되었는데, 맥동 유동의 경우는 이것이 유동에 수직방향으로 보다 큰 상관값을 가지고 더 조직화 되어 있음을 알 수 있었다.
벽면에서 잰 정압 분포는 위의 특성들과 정량적으로 잘 일치하였다. 즉, 첫번째 영역에서는 맥동 진폭이 증가함에 따라 정압이 회복되는 점과 정압이 최소가 되는 점이 점점 앞쪽으로 당겨지고, 정압의 최소값이 상당히 줄어 듦을 보여 주었다. 이것은 재부착 길이가 변화되는 경향과 일치하는 것이다. 두 번째와 세 번째 영역에서도 정압 분포는 재부착 길이의 변화와 일치하는 경향을 보여 주었다. 한편, 속도 값과 물질 전달 율의 측정은 첫번째 영역에서만 수행하였다. 맥동의 진폭과 주파수 증가함에 따라 전단층의 길이와 두께가 상당히 줄어드는 것이 발견되었고, 맥동 유동 방향의 속도 변동 성분의 rms값은 박리 기포 내에서 현저하게 증가하는 것을 보여 주었다. 물질 전달도 줄어든 박리 기포 내에서 눈에 띄게 증가하고 재부착점 이후에는 급속히 감소하였다. 이런 유동의 특성치와 물질 전달의 증가는 맥동 성분의 의해 강화된 거대와의 거동과 밀접한 관련이 있음을 알 수 있었다. 상대적으로 높은 레이놀즈 수에서는 맥동에 의한 영향은 상대적으로 줄어 들었다.
