通过矩形通道、非圆形截面管道以及翼身接头型几何体的湍流流动，在垂直于主流方向的平面内沿角平分线方向产生二次流动。这些流动被称为“第二类二次流”[533]（第1088页），其强度远低于主流方向的流动。这些二次流动是由湍流应力张量的各向异性（即法向应力的差异）驱动的。在逆压梯度条件下，它们可能对流动分离产生微妙的影响，因为额外向角落输送的动量有助于流动保持附着。

涡粘性模型无法解释这一效应，因为它们没有模拟法向应力的各向异性。因此，它们倾向于过度预测角落流动分离区域。微分雷诺应力模型是最一致的基于RANS的公式，能够考虑各向异性，但在复杂流动情况下往往耗时过长且不够稳健。针对Spalart-Allmaras模型和两方程模型，实现了一个简化的二次非线性代数扩展，该扩展向角落驱动动量，并能减少角落分离效应。附加项不影响基本模型对简单通用流动（如平板）的校准。引入了一个可调模型参数，允许您针对特定应用优化二次项的强度。

以下湍流模型可使用角落流动修正：

• Spalart-Allmaras（SA, SA-DES）
• 标准k-ω模型（以及该模型与SAS的组合）
• BSL、SST、GEKO和Transition-SST模型（以及这些模型与SAS、DES和SBES的组合）

在动量方程中定义雷诺应力张量时，采用了基于[619]（第1093页）的二次模型，但针对Spalart-Allmaras模型进行了增强：

$$\overline{u_i^{\prime }{u}_j^{\prime }}=-2v_t{S}_{ij}-C_{\text{corner }}\frac{1.2v_t}{\mathrm{MAX}\left({10}^{-10},\sqrt{\left(S^2+{\Omega }^2\right)/2}\right)}\left(S_{ik}{\Omega }_{kj}-{\Omega }_{ik}{S}_{kj}\right)\text{\hspace{1em}(4.434)}$$

而对于两方程模型：

$$\overline{u_i{u}_j}=\frac{2}{3}k{\delta }_{ij}-2v_t{S}_{ij}-C_{\text{corner }}\frac{1.2v_t}{\mathrm{MAX}\left(0.3\omega ,\sqrt{\left(S^2+{\Omega }^2\right)/2}\right)}\left(S_{ik}{\Omega }_{kj}-{\Omega }_{ik}{S}_{kj}\right)\text{\hspace{1em}(4.435)}$$

其中，$v_t$表示运动涡粘性系数。应变率和涡度张量定义如下：

$$S_{ij}=\frac{1}{2}\left(\frac{\partial u_i}{\partial x_j}+\frac{\partial u_j}{\partial x_i}-\frac{2}{3}\frac{\partial u_k}{\partial x_k}{\delta }_{ij}\right)$$

$${\Omega }_{ij}=\frac{1}{2}\left(\frac{\partial u_i}{\partial x_j}-\frac{\partial u_j}{\partial x_i}\right)$$

使用 $S=\sqrt{2S_{ij}{S}_{ij}}$ 和 $\Omega =\sqrt{2{\Omega }_{ij}{\Omega }_{ij}}$。

系数 1.2 来源于 ${0.3}^{\ast }4$，其中 0.3 是 Spalart [619]（第 1093 页）引入的模型常数 $C_{cr1}$，而 4 是由于在公式 4.434（第 164 页）和公式 4.435（第 164 页）中使用了应变率和涡度张量。Fluent 中没有提供 $C_{cr1}$，而是提供了一个可调参数 $C_{\text{corner }}$。

默认情况下，系数 $C_{\text{corner }}$ 是常数，其值等于 1。它可以在粘性模型对话框中或通过文本命令访问。还可以指定一个表达式或用户定义函数，这提供了额外的灵活性，以提供区域依赖的值。

注意：

像 Spalart-Allmaras 这样的单方程模型缺少 $\frac{2}{3}k{\delta }_{ij}$ 项，这可能导致负的正应力。

要启用角流修正，请参阅 Fluent 用户指南中的“包括角流修正”部分。