Effect of low temperature floor radiant heating in south Jiangxi area
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摘要: 赣南地区属于夏热冬冷地区, 被列为非采暖区, 冬季室内热舒适性较差.由于各方面的原因, 人们对居住环境的要求越来越高, 迫切需要改善室内热舒适性.结合赣南地区冬季气候及地域特点, 研究低温地板辐射采暖的效果, 并与空调采暖进行对比.利用CFD理论分别对该采暖室在2种采暖方式下的室内热环境进行数值模拟, 分析室内空气温度场、湿度场, 并用PMV-PPD评价指标对室内热环境进行评定.研究表明, 与空调采暖相比低温地板辐射采暖:室内热环境更加舒适; 室内设计温度可降低2~3℃, 能节约15%的能量, 有利于节能环保.Abstract: Although it is cold in winter and hot in summer, the south Jiangxi region is classified as non-heating zone, where indoor thermal comfort is poor in winter.Due to various reasons, the demands for comfort living environment are growing, which leads to an urgent need to improve the indoor environment.Given the features of climate and geography in south Jiangxi area, the effect of low temperature floor radiant heating was researched and compared with that of heating of the air conditioning.Numerical simulations under two kinds of heating means for thermal environment in the heating room using CFD software were conducted to analyze air temperature field and humidity field.Indoor thermal environment was used by the PMV-PPD to evaluate index.The results show that compared with air conditioning, low temperature floor radiant heating is more comfortable with indoor design temperature reducing 2~3℃, and energy saving of 15%, which is beneficial to energy conservation and environmental protection.
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Keywords:
- south Jiangxi area /
- heating /
- CFD /
- thermal comfort
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0 引言
子波是应力波能量由震源通过复杂的地下路径传播到接收器所记录下来的质点运动远场时间域响应.子波在岩体的传播过程中，子波变化直接反映了波场的传播特征，是波场记录的基本单元，子波在地震资料的处理和解释中有着重要的作用，是波场正演和反演的前提，因而研究子波的波形变化规律具有重要的意义[1].
岩体存在大量不同尺度的结构面，导致岩体具有非均匀和非连续性等力学特性.针对这些形态各异和复杂多变的结构面，通常采用的方法是：在根据地质成因分类基础上，再根据岩体结构面的力学特性进行分类[2]，不同类型结构面，其力学特性相差非常大[3].应力波在岩体的传播过程中，不仅受到岩石本身的密度、孔隙率和各种微结构等内部因素的影响[4]，还受到温度、湿度、外荷载和地形等外部因素的影响，多因素共同作用影响应力波在介质中的传播特性的.Gaviglio[5]认为：在诸多的影响因素中，岩石中的结构面是最直接、最突出的影响因素之一，Mckenzie[6]的研究表明：应力波的衰减取决于裂隙的数量、宽度以及充填物的波阻抗，归纳起来，结构面对应力波传播主要有3个方面的影响：信号延迟、信号衰减和高频滤波[7-10].
目前，主要采用声时、波幅、频率3个参数进行超声检测和探测，已建立定量或半定量数学表达式，但波形还无法定量解释，其原因是声时、波幅和频率仅从某些方面揭示了应力波传播规律，而波形能够综合反映应力波传播规律[11-12].樊耀新[13]通过理论和试验研究表明子波波形变化比走时对断层的反应更为敏感，充分反映了波形变化规律在岩体力学参数测试和岩体结构探测方面的优势，因而开展应力波在岩体的传播过程中的波形变化规律研究具有广阔的应用前景.
本文将小尺度结构面抽象为黏弹性节理，采用Kelvin模型描述节理及其两侧岩体的力学特性，建立谐波在黏弹性节理的传播模型，分析Ricker子波穿过黏弹性节理后的波形变化规律.
1 谐波在黏弹性节理的传播模型
1.1 谐波在黏弹性节理的透射系数和反射系数
P波从岩体Ⅰ中以入射角θPI斜入射至黏弹性节理，进入岩体Ⅱ，P波在黏弹性节理处发生波形转换，采用Kelvin黏弹性模型描述岩体Ⅰ和岩体Ⅱ的力学特性，如图 1所示.
P波的位移位函数Φ为：
$$ \mathit{\Phi } = \sum\limits_{m = 1}^2 {{B_m}{\rm{exp}}\left[ {{k_i}x + {{\left( { - 1} \right)}^m}{d_{\alpha i}}z} \right] \times } {\rm{exp}}\left[ {j\left( {\omega t - {k_r}x + {{\left( { - 1} \right)}^{m + 1}}{d_{\alpha r}}z} \right)} \right] $$ (1) SV波的位移位函数Ψ为：
$$ \mathit{\Psi } = \sum\limits_{m = 1}^2 {{C_m}} {\rm{exp}}\left[ {{k_i}x + {{\left( { - 1} \right)}^m}{d_{\beta i}}z} \right] \times {\rm{exp}}\left[ {j\left( {\omega t - {k_r}x + {{\left( { - 1} \right)}^{m + 1}}{d_{\beta r}}z} \right)} \right] $$ (2) 式（1）、（2）中下标m=1、2时分别表示上行波和下行波，下标r、i分别表示复数的实部和虚部.B为P波的振幅，C为SV波的振幅，ω为角频率，t为时间，j为虚单位，dα为P波在z方向的波数，dβ为SV波在z方向的波数.dα=kPcosθPI，dβ=kScosθSI.kP，kS分别为P波和SV波的复波数，kP=ω/vP，kS=ω/vS，其中vP，vS分别为P波的复波速和SV波的复波速.k为P波或SV波x方向波数，k=kPsinθPI.θPⅠ和θPⅡ分别为P波的入射角和透射角，θSⅠ和θSⅡ分别SV波的反射角和透射角.
$$ {{v}_{\text{P}}}=\sqrt{\frac{\bar{\lambda }+2\bar{\mu }}{\rho }} $$ (3) $$ {{v}_{\text{S}}}=\sqrt{\frac{{\bar{\mu }}}{\rho }} $$ (4) 式（3）、（4）中ρ为密度，λ和μ为黏弹性岩体的拉梅常数，其计算公式为：
$$ \bar{\lambda }=\frac{v\bar{E}}{\left( 1+v \right)\left( 1-2v \right)} $$ (5a) $$ \bar{\mu }=\frac{{\bar{E}}}{2\left( 1+v \right)} $$ (5b) 式（5a）、（5b）中v为介质的泊松比，E为介质的复模量.
对于岩体Ⅰ和岩体Ⅱ均按Kelvin模型计算，可得复数形式的模量：
$$ \bar{E}=E+i{{\eta }_{0}}\omega $$ (6) 式（6）中E为介质的复模量，E为介质的弹性模量，η0为介质的黏性系数.
在黏弹性节理处，满足广义Snell定律：
$$ \frac{\left\| {{v}_{\text{PⅠ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{PⅠ}}}}=\frac{\left\| {{v}_{\text{SⅠ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{SⅡ}}}}=\frac{\left\| {{v}_{\text{PⅡ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{PⅡ}}}}=\frac{\left\| {{v}_{\text{SⅡ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{SⅡ}}}} $$ (7) 位移可根据质点的位移位与位移分量和应力分量关系，黏弹性节理处的位移分量和应力分量的计算公式为[14]：
$$ u = \frac{{\partial \mathit{\Phi }}}{{\partial x}} - \frac{{\partial \mathit{\Psi }}}{{\partial z}} $$ (8) $$ w = \frac{{\partial \mathit{\Phi }}}{{\partial z}} + \frac{{\partial \mathit{\Psi }}}{{\partial x}} $$ (9) $$ {\tau _{zx}} = \overline {\rm{ \mathsf{ μ} }} {\rm{ }}\left( {{\rm{2}}\frac{{{\partial ^{\rm{2}}}\mathit{\Phi }}}{{\partial x\partial z}}{\rm{ + }}\frac{{{\partial ^{\rm{2}}}\mathit{\Psi }}}{{\partial {x^{\rm{2}}}}}{\rm{ - }}\frac{{{\partial ^{\rm{2}}}\mathit{\Psi }}}{{\partial {z^{\rm{2}}}}}} \right) $$ (10) $$ {\sigma _{zz}} = \left( {\bar \lambda + 2\bar \mu } \right)\left( {\frac{{{\partial ^2}\mathit{\Phi }}}{{\partial {z^2}}} + \frac{{{\partial ^2}\mathit{\Psi }}}{{\partial x\partial z}}} \right) + \bar \lambda \left( {\frac{{{\partial ^2}\mathit{\Phi }}}{{\partial {x^2}}} - \frac{{{\partial ^2}\mathit{\Psi }}}{{\partial x\partial z}}} \right) $$ (11) 式（8）至式（11）中u和w分别表示x和z方向的位移，σzz和τzx分别为节理处的法向应力和切向应力.
如图 1所示，在岩体Ⅰ中，有下行P波、上行P波、SV波；在岩体Ⅱ中，有下行P波，下行SV波.由此得岩体Ⅰ中P波的位移位函数为：
$$ \begin{array}{l} \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{\mathit{\Phi }_{\rm{Ⅰ}}} = {\mathit{\Phi }_{{\rm{Ⅰ}}1}} + {\mathit{\Phi }_{{\rm{Ⅰ}}2}}\\ = {B_{{\rm{Ⅰ}}1}}\exp \left( {{k_{{\rm{Ⅰ}}i}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}ai1}}z} \right)\exp \left[ {j\left( {\omega t - {k_{{\rm{Ⅰ}}r}}x + {d_{{\rm{Ⅰ}}ar1}}z} \right)} \right] + \\ \;\;\;\;\;{B_{{\rm{Ⅰ}}2}}\exp \left( {{k_{{\rm{Ⅰ}}i}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}ai2}}z} \right)\exp \left[ {j\left( {\omega t - {k_{{\rm{Ⅰ}}r}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}ar2}}z} \right)} \right] \end{array} $$ (12) 式（12）中dⅠαi1=dⅠαi2，dⅠαr1=dⅠαr2.
岩体Ⅰ中SV波的位移位函数：
$$ {\mathit{\Psi }_{\rm{Ⅰ}}} = {\mathit{\Psi }_{{\rm{Ⅰ1}}}} = {C_{{\rm{Ⅰ1}}}}\exp \left( {{k_{{\rm{Ⅰ}}i}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}\beta i}}z} \right) \times \exp \left[ {j\left( {\omega t - {k_{{\rm{Ⅰ}}r}}x + {d_{{\rm{Ⅰ}}\beta r}}z} \right)} \right]$$ (13) 将式（12）和式（13）代入式（8）和式（9）可得岩体Ⅰ的位移，将式（12）和式（13）代入式（10）和式（11）可得岩体Ⅰ的应力.岩体Ⅱ中P波的位移位函数为：
$$ \begin{align} &{\mathit{\Phi }_{\rm{Ⅱ}}}={\mathit{\Phi }_{\rm{Ⅱ2}}}={{B}_{\text{Ⅱ2}}}\exp \left( {{k}_{\text{Ⅱ}i}}x+{{d}_{\text{Ⅱ}ai2}}z \right) \\ &\ \ \ \ \ \ \ \ \ \times \exp \left[j\left( \omega t-{{k}_{\text{Ⅱ}r}}x-{{d}_{\text{Ⅱ}ar2}}z \right) \right] \\ \end{align} $$ (14) 岩体Ⅱ中SV波的位移位函数为：
$$ \begin{align} &{\mathit{\Psi }_{\rm{Ⅱ}}}={\mathit{\Psi }_{\rm{Ⅱ2}}}={{C}_{\text{Ⅱ2}}}\exp \left( {{k}_{\text{Ⅱ}i}}x+{{d}_{\text{Ⅱ}\beta i2}}z \right) \\ &\ \ \ \ \ \ \ \ \ \times \exp \left[j\left( \omega t-{{k}_{\text{Ⅱ}r}}x-{{d}_{\text{Ⅱ}\beta r2}}z \right) \right] \\ \end{align} $$ (15) 式（15）中kⅠi=kⅡi，kⅠr=kⅡr.式（12）至式（15）中下标Ⅰ和Ⅱ分别为岩体I和Ⅱ.将式（14）和式（15）代入式（8）和式（9）可得岩体Ⅱ中的位移，将式（14）和式（15）代入式（10）和式（11）可得岩体Ⅱ中的应力.
黏弹性节理如图 2所示，当节理厚度可以忽略不计，不考虑节理质量条件下，设谐波穿过黏弹性节理时，节理两侧应力连续和位移不连续，且位移不连续量等于节理两侧应力与刚度之比，即：
$$ {{\sigma }_{{{\text{Ⅰ}}_{zz}}}}={{\sigma }_{{{\text{Ⅱ}}_{zz}}}} $$ (16a) $$ {{\tau }_{{{\text{Ⅰ}}_{zx}}}}-{{\tau }_{{{\text{Ⅱ}}_{zx}}}} $$ (16b) $$ {{u}_{\text{Ⅰ}}}-{{u}_{\text{Ⅱ}}}={{\tau }_{zx}}/{{K}_{x}} $$ (16c) $$ {{w}_{\text{Ⅰ}}}-{{w}_{\text{Ⅱ}}}={{\sigma }_{zz}}/{{K}_{z}} $$ (16d) 式（16a）至（16d）中Kx表示节理的切向等效刚度，Kz表示节理的法向等效刚度.
将黏弹性节理的等效切向刚度和法向刚度分别定义为：
$$ {{K}_{x}}=\frac{j\omega {{\eta }_{\tau }}{{k}_{\tau }}}{j\omega {{\eta }_{\tau }}-{{k}_{\tau }}} $$ (17) $$ {{K}_{z}}=\frac{j\omega {{\eta }_{n}}{{k}_{n}}}{j\omega {{\eta }_{n}}-{{k}_{n}}} $$ (18) 式（17）和式（18）中kn，kτ分别为黏弹性节理的法向刚度和切向刚度；ηn，ητ分别为节理法向黏性系数和切向的黏性系数.
将由式（8）至式（15）计算得到的位移和应力代入式（16），从而得到谐波斜入射黏弹性节理时透射和反射系数计算公式，将其整理为矩阵形式：
$$ {\left[{{\mathit{\boldsymbol{A}}_1}, {\mathit{\boldsymbol{A}}_2}, {\mathit{\boldsymbol{A}}_3}, {\mathit{\boldsymbol{A}}_4}} \right]^{\rm{T}}}\mathit{\boldsymbol{B = C}} $$ (19) 式（19）中A1、A2、A3、A4为1×4的矩阵；B为4×1的矩阵；C为4×1的矩阵.各矩阵的计算公式为：
$$ \begin{array}{l} {\mathit{\boldsymbol{A}}_1} = \left[{\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}} \right)P_{\rm{Ⅰ}}^2 + {{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}K{Q_{\rm{Ⅰ}}}} \right., \\ \;\;\;-\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}} \right)P_{\rm{Ⅱ}}^2-{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}\left. {K{Q_{\rm{Ⅱ}}}} \right] \end{array} $$ (20a) $$ {\mathit{\boldsymbol{A}}_2} = \left[{2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}KP, {{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}\left( {{K^2}-Q_{\rm{Ⅰ}}^2} \right), 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}K{P_{\rm{Ⅱ}}}, {{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}\left. {\left( {Q_{\rm{Ⅱ}}^2-{K^2}} \right)} \right]} \right. $$ (20b) $$ \begin{array}{l} {\mathit{\boldsymbol{A}}_3} = \left[{K{K_x}, -{Q_{\rm{Ⅰ}}}} \right.{K_x}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}K{P_{\rm{Ⅱ}}}-K{K_x}, \\ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}\left( {Q_{\rm{Ⅱ}}^2-{K^2}} \right) - \left. {{Q_{\rm{Ⅱ}}}{K_x}} \right] \end{array} $$ (20c) $$ {\mathit{\boldsymbol{A}}_4} = \left[{{P_{\rm{Ⅰ}}}{K_z}, K{K_z}, {P_{\rm{Ⅱ}}}{K_z}-\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}} \right)P_{\rm{Ⅱ}}^2-{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}K{Q_{\rm{Ⅱ}}}-K{K_z}} \right] $$ (20d) $$ \mathit{\boldsymbol{B}} = {\left[{{R_{{\rm{pp}}}}\;{R_{{\rm{ps}}}}\;{T_{{\rm{pp}}}}\;{T_{{\rm{ps}}}}} \right]^{\rm{T}}} $$ (20e) $$ \mathit{\boldsymbol{C}} = {\left[{-\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}} \right)P_{\rm{Ⅰ}}^2-{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}K{P_{\rm{Ⅰ}}}, -K{K_x}, {P_{\rm{Ⅰ}}}{K_z}} \right]^{\rm{T}}} $$ (20f) 式（20a）至式（20f）中K=kⅠi-jkⅠr，PⅠ=-dⅠαi1+jdⅠαr1，QⅠ=-dⅠβi1+jdⅠβr1，PⅡ=-dⅡαi2+jdⅡαr2，QⅡ=-dⅡβi2+jdⅡβr2.
1.2 谐波在薄黏弹性节理的透、反射规律
设黏弹性节理两侧的岩体力学参数相同，密度ρ1=ρ2=2 500 kg/m3；泊松比v1=v2=0.25；弹性模量E1=E2=30 GPa；黏性系数η0=0.8 MPa·s，以下计算均采用这组岩体物理力学参数.入射谐波频率f=500 Hz.节理中各项参数取值为：法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s；切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s；法向刚度kn=2.0 GPa/m；切向刚度kτ=2.0 GPa/m.
将上面的参数代入式（19）进行计算，得到P波斜入射黏弹性节理的透反射系数和入射角的关系如图 3所示.从图 3中可知，随着入射角的增加，反射P波的反射系数先减小后增加，在60°时有最小值；透射P波的透射系数呈现先增加后减小的趋势.而透射SV波的透射系数和反射SV波的反射系数随着入射角的增加，呈现先增加后减小的规律.
当入射角为30°时，由式（1）计算得到谐波的透射、反射系数与频率的关系，如图 4所示.由图 4可知，随着入射波频率的增加，透射P波的透射系数减小，而反射P波的反射系数逐渐增加.透射SV波的透射系数和反射SV波的反射系数随着入射波频率的增加，呈现逐渐增加的规律.可见，节理具有滤波特性，透射系数随着入射波频率的增大而减小，高频部分几乎不能通过节理.
2 子波在薄黏弹性节理的波形变化
2.1 透射子波的计算
设入射波为振幅为1的Ricker子波，其时域表达式为：
$$ S\left( t \right) = \left( {1 - 2{{\rm{\pi }}^2}f_{\rm{M}}^2{t^2}} \right){\rm{exp}}\left( { - {{\rm{\pi }}^2}f_{\rm{M}}^2{t^2}} \right) $$ (21) 式（21）中fM为峰值频率.
Ricker子波的频域表达式：
$$ \hat S\left( f \right) = \frac{2}{{\sqrt {\rm{\pi }} }}\frac{{{f^2}}}{{f_{\rm{M}}^3}}{\rm{exp}}\left( {-\frac{{{f^2}}}{{f_{\rm{M}}^2}}} \right) $$ (22) 设由式（19）计算的透射系数为：
$$ T\left( \omega \right) = {T_r}\left( \omega \right) + j{T_i}\left( \omega \right) $$ (23) 采用傅里叶逆变换得透射波的时域表达式：
$$ {S_T}\left( t \right) = \frac{1}{{2{\rm{\pi }}}}\int_{-\infty }^{ + \infty } {\hat S\left( \omega \right)} {T_r}\left( \omega \right){\rm{cos}}\omega t{\rm{d}}\omega-\frac{1}{{2{\rm{\pi }}}}\int_{-\infty }^{ + \infty } {{\rm{\hat S}}\left( \omega \right)} {T_i}\left( \omega \right){\rm{sin}}\omega t{\rm{d}}\omega $$ (24) 式（24）中ω=2πf.
将式（22）和式（23）代入式（24），计算得透射波的时域波形.设峰值频率fM=500 Hz的Ricker子波以30°入射至黏弹性节理，节理的力学参数与2.2节相同，由式（22）计算得到透射波的时域波形，如图 5所示.由图 5可知，Ricker子波穿过黏弹性节理后，透射波振幅减小，主瓣不突出，波形在时域上变得更平缓，即波形的分辨能力减弱.
为进一步描述Ricker子波穿过黏弹性节理后的波形变化，现采用波形相关系数和波形变化系数2个参数描述波形变化.
2.2 子波波形相关系数的变化规律
设入射波和透射波位移振幅分别为A0i和ATi，则两列波的波形相关系数为：
$$ \gamma = \frac{{\sum {\left( {{A_{0i}}-{{\bar A}_0}} \right)\left( {{A_{{\rm{T}}i}}-{{\bar A}_{\rm{T}}}} \right)} }}{{\sqrt {\sum {{{\left( {{A_{0i}}-{{\bar A}_0}} \right)}^2}} } \sqrt {\sum {{{\left( {{A_{{\rm{T}}i}} - {{\bar A}_{\rm{T}}}} \right)}^2}} } }} $$ (25) 式（25）中A0和AT分别为Ricker子波和透射波位移振幅的平均值.
当节理切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s，法向刚度kn=2.0 GPa/m，切向刚度kτ=2.0 GPa/m时，将峰值频率fM=500 Hz的Ricker子波入射至黏弹性节理.改变法向黏性系数和入射角度，计算得到法向黏性系数和入射角度对波形相关系数的影响规律，如图 6所示.图 6表明，波形相关系数随着法向黏性系数增加近似成负指数减小，随着入射角的增加而增加.
当节理法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s，法向刚度kn=2.0 GPa/m，切向刚度kτ=2.0 GPa/m时，将峰值频率fM=500 Hz的Ricker子波入射至黏弹性节理.改变切向黏性系数和入射角度，得到切向黏性系数和入射角度对波形相关系数的影响规律，如图 7所示.图 7表明，随着切向黏性系数的增加，波形相关系数基本不变，即切向黏性系数的改变对波形变化影响非常小.
当节理法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s，切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s，切向刚度kτ=2.0 GPa/m，将Ricker子波45°入射至黏弹性节理.改变节理法向刚度和入射波峰值频率，计算得到法向刚度和峰值频率对波形相关系数的影响规律，如图 8所示.图 8表明，随着峰值频率的增加，波形相关系数减小，波形相关系数随着法向刚度的增加而增加.
当节理法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s，切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s，法向刚度kτ=2.0 GPa/m，将Ricker子波45°入射至黏弹性节理.改变节理切向刚度和入射波峰值频率，计算得到切向刚度和峰值频率对波形相关系数的影响规律，如图 9所示.图 9表明，随着峰值频率的增加，波形相关系数减小，随着切向刚度的增加，波形相关系数增加.
2.3 子波波形变化系数的变化规律
为进一步研究透射波波形变化，现采用波形变化系数ξ来量化透射波形变化.定义波形变化系数：
$$ \xi = 1 - \frac{{\sum {\left| {{A_{{\rm{T}}i}}\left( {{t_i}} \right)\Delta t} \right|} }}{{\sum {\left| {{A_{0i}}\left( {{t_i}} \right)\Delta t} \right|} }} $$ (26) 图 10采用和图 6相同的节理参数，通过改变法向黏性系数及入射角，描述了它们对波形变化系数的影响规律.从图 10中可知，随着法向黏性系数的增加，波形变化系数减小；随着入射角的增加，波形变化系数减小.
图 11中的节理参数同图 7，通过改变切向黏性系数及入射角，描绘了它们对波形变化系数的影响规律.当入射角为0°时，随着切向黏性系数的增加，波形变化系数不变，即此时切向黏性系数的变化不改变透射波波形.当以其他角度入射时，随着切向黏性系数的增加，波形变化系数减小；随着入射角的增加，波形变化系数减小.
图 12采用和图 8相同的节理参数，描述了改变法向刚度及峰值频率对波形变化系数的影响规律.随着法向刚度的增加，波形变化系数减小；随着峰值频率的增加，波形变化系数增加.
图 13中的节理参数同图 9，描述了改变切向刚度和峰值频率对波形变化系数的影响规律.随着切向刚度的增加，波形变化系数减小；随着峰值频率的增加，波形变化系数增加.
3 结论
从波的位函数出发，基于应力连续和位移不连续假定，建立应力波在薄黏弹性节理中的传播模型.依据所建立的模型，获得了应力波在黏弹性节理中传播的透、反射系数解析解.将Ricker子波作为入射波，利用Ricker子波的频域表达式，运用傅里叶逆变换，得到透射波时域波形的计算表达式.采用Matlab计算得到透、反射系数及透射波波形，并用相关系数和波形变化系数2个参数描述子波穿过黏弹性节理的波形变化，讨论了子波峰值频率和入射角、黏弹性节理的法向和切向黏性系数、黏弹性节理的法向和切向刚度对子波波形变化的影响规律.
1) P波的反射系数，随入射角的增加，呈现先减小后增加的变化趋势；随入射波峰值频率的增加而增加.P波的透射系数，随入射角的增加先增加后减小；随入射波峰值频率的增加而减小.P波入射时形成反射SV波和透射SV波，反射系数和透射系数，随入射角的增加，都先增加后减小.
2) 子波穿过黏弹性节理后，波形发生变化，波形相关系数和入射角及子波峰值频率有关，表现为随入射角的增加，波形相关系数增加；随峰值频率的增加，波形相关系数减小.同时波形相关系数还受到节理力学参数的影响，表现为：随节理黏性系数的增加，波形相关系数减小；随节理刚度的增加，波形相关系数增加；相对切向刚度和切向黏性系数，节理的法向刚度和法向黏性系数对子波波形变化影响更大，当子波垂直入射黏弹性节理分界面时，节理的切向黏性系数和切向刚度对波形相关系数的变化没有影响.
3) 波形相关系数主要反映子波穿过黏弹性节理后发生的相位变化，而波形变化系数能综合反映子波的振幅和相位变化.波形变化系数随入射角的增加而逐渐减小；随入射波峰值频率的增加，波形变化系数增加.随节理黏性系数和刚度的增加，子波波形变化系数减小.
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图 5 X=2.5 m空调采暖PMV-PPD分布
Fig 5. Air conditioning heating PMV-PPD distribution contour at X=2.5 m
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图 6 X=2.5 m地板辐射采暖PMV-PPD分布
Fig 6. Radiant floor heating PMV-PPD distribution contour at X=2.5 m
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图 7 温度、湿度模型数值结果和实验数据的比较
Fig 7. Comparison between numerical and experimental results for temperature and humidity
表 1 数值模拟计算边界条件
Table 1 Numerical simulation boundary conditions
名称 数量 尺寸 边界类型 取值 房间 1间 5 m×4 m×3 m 定温(墙) 16 ℃ 门 1扇 1 m×2 m 绝热 无 挡板 1块 1 m×1 m 绝热 无 窗 1扇 1.2 m×1.5 m 定温 2.7 ℃ 灯具 2盏 1.2 m×0.2 m×0.2 m 定热流量 30 W/盏 桌子 2个 0.6 m×0.6 m×0.6 m 绝热 无 电脑 2台 0.4 m×0.4 m×0.4 m 定热流量 108 W/台 人员 2人 0.4 m×0.3 m×1.73 m 定热流量 104 W/人 凳子 2个 0.5 m×0.45 m×0.4 m 绝热 无 地热盘管 1套 3.85 m×4.85 m 定热流量 150 W/m2 空调送风口 1个 0.6 m×0.2 m 无 风速1.8 m/s, 温度20 ℃ 空调回风口 1个 0.9 m×0.18 m 自由出流 风口有效系数0.85 新风口 1个 0.32 m×0.25 m 无 风速0.2 m/s, 温度2.7 ℃, 湿度77 % 
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表 2 网格划分结果
Table 2 Results of grid
类型 划分方式 单元数/个 节点数/个 空调采暖系统 粗糙网格 12784 15318 精炼网格 351692 371056 低温地板辐射采暖系统 粗糙网格 12290 14678 精炼网格 389370 409659
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