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Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 14236 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Diese Studie nutzte die 3D-Großwirbelsimulation, um die Seitenwind-Widerstandskraft auf einen quadratischen Zylinder zu untersuchen, der Querwindschwankungen ausgesetzt ist. Zur Erzeugung der Fluktuation wurden zwei unterschiedliche Methoden eingesetzt: eine vorgeschriebene Sinusfunktion an der Einlassgrenze und eine Aufwindbarriere. Die Häufigkeit wurde in der gleichen Strouhal-Zahlenform normalisiert. Die Querwindschwankung mit einer normierten Frequenz über 0,05 neigt dazu, den quadratischen Zylinder quer mit dem gleichen Frequenzband anzuregen. Der Frequenzeffekt besteht auch bei dem quadratischen Zylinder, der sich windabwärts eines Hindernisses befindet, das halb so groß wie der quadratische Zylinder ist. Ein Hindernis mit der 2,5-fachen Größe des Quadratzylinders erzeugt jedoch eine Seitenwindschwankung mit der normierten Frequenz von 0,04, die den Quadratzylinder nicht quer anregen kann. Der Frequenzeffekt der Aufwindbarriere wird mit zunehmender Entfernung deutlich schwächer und verschwindet bei der 8–10-fachen Größe des quadratischen Zylinders.

Da die Verwendung leichter Materialien in der Architektur parallel zur wirtschaftlichen und technologischen Entwicklung weiter zunimmt, ist die Frage der Abschwächung der Seitenwindreaktion in Hochhäusern für die Sicherheit und Lebensqualität immer wichtiger geworden1. Wenn sich starke Winde dem Gebäude nähern, können Turbulenzen und Wirbelschleppen zu windinduzierten Belastungen in Querrichtung von hohen Gebäuden führen2,3,4,5. Wenn die Steifigkeit des Gebäudes abnimmt, kann sich die durch die Strouhal-Zahl (St) charakterisierte Wirbelablösungsfrequenz der Eigenfrequenz der Gebäudestruktur annähern. Mit zunehmender Windgeschwindigkeit folgt die Schwingungsfrequenz der Struktur der Wirbelablösungsfrequenz. Sobald eine Frequenzverriegelung auftritt, verriegelt sich die Vibrationsfrequenz mit der Eigenfrequenz, wobei die Bewegungsamplitude im Vergleich zum Nichtverriegelungszustand deutlich zunimmt6,7. Daher ist es von entscheidender Bedeutung, die dynamische Reaktion von Gebäuden in Querrichtung unter Windeinwirkungen zu untersuchen und die Bedingungen vorherzusagen, die zum Lock-in-Zustand führen, um so den sicheren Betrieb von Hochhäusern zu gewährleisten6,7,8,9,10 ,11.

Laut der CTBUH Global Tall Buildings Database12 hat China den Manhattanisierungstrend vorangetrieben. Laut der CTBUH Global Tall Buildings Database12 wurden landesweit 51 der 100 größten Wolkenkratzer der Welt fertiggestellt, und sechs der zehn höchsten Wolkenkratzer befinden sich dort. Diese Zentralisierung von Hochhäusern verändert die Windlastschwankungen, denen das Bauwerk ausgesetzt ist. Darüber hinaus erschwert die Wirkung von Hindernissen in unmittelbarer Nähe die Vorhersage der durch Wirbel erregten Kräfte, die auf Hochhäuser wirken. Dieses Phänomen wird auch bei Kastenträgerkonstruktionen von Brücken mit großer Spannweite beobachtet, wobei Windgeschwindigkeitsschwankungen selbst in größeren Maßstäben nicht der Normalverteilung entsprechen13,14. Die Korrelation zwischen der wirbelinduzierten Vibration (VIV) von Hochhäusern und Windschwankungen an der Strukturoberfläche ist unzureichend. Die Fluktuation im Windfeld kann im Laufe der Zeit zu Druckschwankungen auf der Gebäudeoberfläche führen, was die Reaktion auf Windvibrationen bei schwankenden Windfeldern zu einem kritischen wissenschaftlichen Thema macht15.

Darüber hinaus befinden sich die meisten Hochhäuser in der Regel in städtischen Ballungsgebieten, beispielsweise in zentralen Geschäftsvierteln (CBDs). Aufgrund der hohen Variabilität des Untergrunds in städtischen Gebieten führt die Impulswechselwirkung zwischen Luftströmung und Gebäuden zu komplexen räumlichen und zeitlichen turbulenten Eigenschaften. Es ist eine Herausforderung, zuverlässige VIV-Vorhersagen auf der Grundlage begrenzter Messdaten oder des mittleren logarithmischen Windgeschwindigkeitsprofils als Einlassrandbedingungen zu erhalten9. Daher ist es wichtig, ein tieferes Verständnis der Auswirkungen von Windfeldschwankungen auf Hochhäuser, insbesondere in städtischen Umgebungen, zu entwickeln.

In dieser Studie haben wir Large-Eddy-Simulationen (LES) durchgeführt, um die durch Wirbel erregte Kraft (VEF) eines quadratischen Zylinders unter transversalen Windschwankungen zu untersuchen. Die Querwindschwankungen werden auf zwei Arten erzeugt: durch eine periodisch schwankende Querwindgeschwindigkeit, die durch eine Sinusfunktion genutzt wird, und durch eine gegen den Wind installierte Barriere. Die Frequenz der durch Wirbel erregten Kraft auf den quadratischen Zylinder wird analysiert und der Einfluss der Seitenwindfluktuation diskutiert. Diese Studie liefert Einblicke in die Seitenwindwiderstandskraft eines quadratischen Zylinders unter schwankenden Windfeldern.

In früheren Berichten wurde das LES-Modell angewendet, um turbulente Strömungen um Steilkörper herum zu simulieren16,17. Im Vergleich zum Reynold-Averaged Navier-Stokes (RANS)-Ansatz ist die LES-Methode genauer bei der Wiederherstellung des Wirbels in einer turbulenten Strömung. Um die Bewegung auf der dissipativen Längenskala explizit zu simulieren, verwendeten Wissenschaftler die Navier-Stokes-Gleichungen zur Modellierung der Energiekaskade18,19. Zusätzlich wurde ein Top-Hat-Filter von Smagorinsky eingeführt, um das Strömungsfeld vom Kleinwirbelfeld zu trennen20. Die LES-Methode erwies sich bei der Simulation der komplexen wirbelinduzierten Schwingungen von Brücken in der Windtechnik als anwendbar21.

Abbildung 1 zeigt den Rechenbereich um einen 3D-Quadratzylinder. Ein quadratischer Zylinder der Größe D = 0,2 m wird der freien Strömung ausgesetzt. Alle geometrischen Längen werden mit D skaliert. Die Größe des Rechenbereichs wird durch die normalisierten Längenskalen Lu, Ld, Ly und Lz angegeben, die 10, 20, 21 bzw. 10 sind. Die normalisierten Längenskalen von Ly bestätigen ein Blockverhältnis von 0,05. Um die Strömung in der Trennzone hinter dem quadratischen Zylinder genauer zu modellieren, wird eine Verschlüsselungsgitterzone um den quadratischen Zylinder herum angeordnet. Die normalisierten Abmessungen der verschlüsselten Bereiche werden als L1, L2, L3 bezeichnet und mit 4, 10 und 2,5 gewählt. Die Randbedingung am Eingang ist ein Geschwindigkeitseinlass, bei dem die Windgeschwindigkeit in Strömungsrichtung durch \({U}_{0}\) gegeben ist. Die Auslassgrenze ist frei fließend und die vier äußeren Grenzen sind symmetrisch.

Eine 3D-Ansicht der Randbedingungen des Rechenbereichs. Es wird ein ungleichmäßiges Maschensystem mit 1,82 Millionen Gittern verwendet.

Die Netzqualität beeinflusst die Stabilität und Genauigkeit der Simulationen. Die hochwertigen Netze reduzieren auch nichtphysikalische Berechnungsfehler22,23. In unseren Simulationen werden unstrukturierte Netze eingeführt. Die meisten Netze sind hexaedrisch, während nur sehr wenige tetraedrisch sind. Das kleinste Netz ist an der quadratischen Zylinderoberfläche mit einer Größe von 0,0125 m angebracht, was zu grob ist, um die laminare Schicht aufzulösen. Ein alternativer wandnaher Ansatz basiert auf der Arbeit von Werner und Wengle24, die eine analytische Integration der wandnahen Geschwindigkeitsverteilung nach dem Potenzgesetz vorschlugen, was zu den folgenden Ausdrücken für die Wandschubspannung führte:

wobei \({u}_{p}\) die wandparallele Geschwindigkeit ist, \({A}=8,3\) und \({B}=1/7\) die Konstanten sind und \(\Delta z\ ) ist die Längenskala des wandnahen Kontrollvolumens.

Die schwankenden Geschwindigkeitskomponenten werden mit der Methode des Spektralsynthesizers erzeugt, die auf der ursprünglich von Kraichnan25 vorgeschlagenen und von Smirnov et al.26 modifizierten Zufallsflusserzeugungstechnik basiert. Bei dieser Methode werden schwankende Geschwindigkeitskomponenten berechnet, indem aus der Summe der Fourier-Harmonischen ein divergenzfreies Geschwindigkeitsvektorfeld synthetisiert wird.

Die gefilterten Navier-Stokes-Gleichungen haben die folgende Form:

Die aus dem Filtervorgang resultierenden Spannungen im Untergittermaßstab sind unbekannt und erfordern eine Modellierung. Die komprimierbare Form des Untergitter-Spannungstensors ist definiert als \({\tau }_{ij}=\rho \widetilde{{u}_{i}{u}_{j}}-\rho {\widetilde{u }}_{i}{\widetilde{u}}_{j}\). Die meisten Teilgittermodelle basieren auf dem Wirbelviskositätsmodell. Der dedizierte Teil des Untergitterskalen-Spannungstensors wird unter Verwendung der inkompressiblen Form modelliert, wenn das Smagorinsky-Modell \({\tau }_{ij}-\left({\tau }_{kk}{\delta }_{ij} \right)/3=-{2\mu }_{t}{\overline{S} }_{ij}\). Dabei ist \({\mu }_{t}\) die turbulente Viskosität im Untergittermaßstab. \({\overline{S} }_{ij}\) ist der Dehnungsratentensor der aufgelösten Skala, definiert durch \({\overline{S} }_{ij}={\widetilde{u}} _{i,j}+{\widetilde{u}}_{j,i}\). Die Wirbelviskosität wird durch \({\mu }_{t}=\rho {L}_{S}^{2}\left|\overline{S }\right|\) modelliert, wobei \({L }_{S}\) ist die Mischungslänge für Untergitterskalen und \(\left|\overline{S }\right|={(2{\overline{S} }_{ij}{\overline{S} } _{ji})}^{0,5}\). Die Mischungslänge ist definiert durch \({L}_{S}=min(kd, {C}_{S}, \Delta )\), wobei \(k\) die von Karman-Konstante ist, \(d\ ) ist der Abstand zur nächsten Wand, \({C}_{S}\) ist die Smagorinsky-Konstante und \(\Delta\) ist der lokale Gittermaßstab. Es wurde festgestellt, dass ein \({C}_{S}\)-Wert von 0,1 die besten Resits für einen weiten Bereich von Flüssen liefert.

Zur Lösung der gefilterten Navier-Stokes-Gleichungen wird ein inkompressibler 3D-Code mit endlichem Volumen eingeführt. Zunächst muss die Impulsgleichung (Gl. 3) diskretisiert werden. Der Gradient, der Druck und der Impuls werden mit dem auf Zellen der kleinsten Quadrate basierenden Schema, der Genauigkeit zweiter Ordnung und dem Schema der begrenzten zentralen Differenzierung diskretisiert. Die Transitformation wird mit einer begrenzten impliziten Zeitintegration zweiter Ordnung diskretisiert. Die Lösungsmethode ist der PISO-Algorithmus, der die wiederholte Berechnung der Impulsgleichung innerhalb der Lösungsphase der Druckkorrekturgleichung verschiebt. Der dimensionslose Zeitschritt beträgt 0,02. Die Anzahl der Iterationen ist auf 20 pro Zeitschritt begrenzt, während die tatsächliche Anzahl der Iterationen etwa 3–5 pro Zeitschritt beträgt. Die zeitabhängigen Daten werden über 3 Zeitschritte gemittelt, mit einer physikalischen Simulationszeit von 20 s bzw. 1200 in dimensionsloser Zeit. Das Konvergenzkriterium ist auf 0,001 festgelegt, da ein höheres Konvergenzkriterium von 0,0001 keine signifikanten Änderungen in den Ergebnissen zeigte, während die Anzahl der Iterationen etwa um das Zweifache ansteigt27.

Die gefilterten Navier-Stokes-Gleichungen werden über ein Zeitintervall und über das Kontrollvolumen integriert. Somit wird die Impulsgleichung (Gl. 3) in die allgemeine Matrixform für die numerische Lösung umgewandelt, wie in Gl. (4) unten, wobei die M-Matrix der Koeffizient ist, der nach der Diskretisierung der Gleichung mit der Finite-Volumen-Methode erhalten wird und die Koeffizientenmatrix bekannt ist:

Der nächste Schritt besteht darin, die Koeffizientenmatrix M in diagonale und nicht diagonale Matrizen zu zerlegen, und Gl. (4) wird zur folgenden Gleichung Gl. (5), wobei A die Diagonalmatrix und H die außerdiagonale Matrix ist.

wobei \(H\) explizit aus dem nichtdiagonalen Matrixterm und dem Geschwindigkeitsterm des vorherigen Iterationsschritts abgeleitet wird, der Teil des Quellterms der Druck-Poisson-Gleichung ist.

Dann invertieren wir die zerlegte Gleichung, um die explizite Geschwindigkeitsgleichung zu erhalten:

Dann können wir die Druck-Poisson-Gleichung erhalten, indem wir Gleichung hinzufügen. (6) zur Kontinuitätsgleichung:

Das Lösungsverfahren des PISO-Algorithmus lässt sich wie folgt zusammenfassen.

die Impulsgleichung wird durch den gegebenen Anfangsdruck oder den Druck des vorherigen Iterationsschritts gelöst, aber die erhaltene Geschwindigkeitsvariable erfüllt nicht unbedingt die Kontinuitätsgleichung;

Der Druck wird durch Lösen der Gleichung erhalten. (7);

die Geschwindigkeit wird durch den erhaltenen Druck modifiziert, um die Kontinuitätsgleichung zu erfüllen;

Wenn die Geschwindigkeit die Impulsgleichung nicht erfüllt, aktualisieren Sie die Gleichung. (5) und wiederholen Sie den Zyklus.

In dieser Studie werden vier Netzauflösungen, bezeichnet mit USM1 bis USM4, verwendet, um die Auswirkung des Rasters auf die Ergebnisse zu testen. Abbildung 2 zeigt das allmählich dünner werdende Raster in der Verschlüsselungszone. Die Gittergrößen in der Verschlüsselungszone betragen \(1/10\it{D}\), \(1/12,5\it{D}\), \(1/16\it{D}\) und \(1 /20\it{D}\). Die Gittergrößen in der äußeren Zone des Berechnungsbereichs betragen in allen Netzschemata \(1/4\it{D}\). Die Gittergröße in Z-Richtung beträgt für alle Netzschemata \(1/4\it{D}\). Die Gesamtgitterzahl der vier Fälle beträgt \(7,3\times {10}^{5}\), \(9,4\times {10}^{5}\), \(12,2\times {10}^{5 }\) und \(18,2\times {10}^{5}\). Ein Vergleich zwischen den erhaltenen Ergebnissen verschiedener Gitter ist in Abb. 3 dargestellt. Durch die Erhöhung der Gitternummer von USM3 auf USM4 beträgt die Abweichung von Luftwiderstandsbeiwert und Strouhal-Zahl weniger als 5 %. Daher ist USM3 ein geeignetes Auflösungsschema, um Netzunabhängigkeit zu gewährleisten.

Vier Netzauflösungen mit den Gitternummern \(7,3\times {10}^{5}\), \(9,4\times {10}^{5}\), \(12,2\times {10}^{5}\) bzw. \(18,2\times {10}^{5}\).

Auswirkung unterschiedlicher Netzauflösungen auf den Luftwiderstandsbeiwert und die Strouhal-Zahl eines isolierten quadratischen Zylinders.

Die durch \({\upsigma }_{u}/\overline{u}\) definierte turbulente Intensität von USM3 ist in Abb. 4 dargestellt, wobei \({\sigma }_{u}\) und \(\overline {u}\) sind die Standardabweichung und die gemittelte Geschwindigkeit in x-Richtung. Die turbulente Intensität beträgt am Eingang des Berechnungsbereichs 0,028, während sie entlang der x-Richtung abnimmt, da die turbulente kinetische Energie in die anderen beiden Richtungen verteilt wird. Die turbulente Intensität stabilisierte sich schließlich bei 0,01.

Turbulente Intensität entlang der Stromrichtung. \({x}/{d}=-10\) gibt die Einlassgrenze an und \({x}/{d}=-0,5\) gibt die windzugewandte Oberfläche des quadratischen Zylinders an.

Um die Genauigkeit der aktuellen numerischen Simulationsergebnisse zu validieren, vergleichen wir die Strouhal-Zahl, den zeitlich gemittelten Luftwiderstandsbeiwert und den Effektivwert des Luftwiderstandsbeiwerts mit den in Sohankar27 dargestellten Simulations- und Versuchsergebnissen. Die einströmenden Windgeschwindigkeiten betragen 5 m/s, 8 m/s und 12 m/s, entsprechend den Reynolds-Zahlen \(5,46\times {10}^{4}\), \(8,74\times {10}^ {4}\) bzw. \(1,31\times {10}^{5}\). Wie in Abb. 5 dargestellt, liegen die Ergebnisse dieser numerischen Simulation nahe an den 3D-Daten und experimentellen Ergebnissen, was die Genauigkeit der numerischen Simulationsstrategie demonstriert. Der Simulationsaufbau kann auf weitere ähnliche Beispiele angewendet werden.

Strouhal-Zahl (Sr), Luftwiderstandsbeiwert und RMS-Luftwiderstandsbeiwert in Bezug auf die Reynoldszahl (Re). Die 3D-DNS- und 3D-LES-Simulationsergebnisse sowie die experimentellen Ergebnisse werden in Sohankar27 vorgestellt.

Die Querwindgeschwindigkeit schwankt als Sinusfunktion, um Seitenwindschwankungen zu simulieren. Die Amplitude der Sinusfunktion beträgt 2 (m/s) und die Frequenz wird mit \({f}_{v}\) bezeichnet. Die gesamten durch Wirbel erregten Kräfte (VEF), die auf das quadratische Modell wirken, sind das Flächenintegral des Drucks in Querrichtung. Da die Wirbelablösung synchron erfolgt, ist die VEF eine zeitlich veränderliche Variable, die mit \({F}_{i}(t)\) bezeichnet wird. Wenn die Schwingungsfrequenz nahe an der Eigenfrequenz der Struktur liegt, treten wirbelinduzierte Vibrationen auf und die Struktur versagt. Daher ist es notwendig, die Abhängigkeit der \({F}_{i}\)-Schwingungsfrequenz von der Seitenwind-Schwankungsfrequenz der einströmenden Windgeschwindigkeit zu untersuchen.

Abbildung 6 zeigt die mit FFT transformierte Leistungsspektrumsdichte (PSD) von \({F}_{i}(t)\). Die Häufigkeiten werden über \({fD}/{{U}}_{0}\) normiert. In den Fällen mit \({f}_{V}\) = 0,2 Hz, 0,5 Hz und 1 Hz betragen die normalisierten Schwingungsfrequenzen von \({F}_{i}\) 0,124, 0,125 und 0,137, die nahe an der Sr-Zahl 0,121 von \({f}_{V}\) = 0 Hz liegen. Wie in Abb. 7 dargestellt, schwankt die normalisierte Schwingungsfrequenz \(fD/{U}_{0}\) um die Strouhal-Zahl im Bereich von \({f}_{V}D/{U}_{0 }\le 0,05\), was darauf hindeutet, dass die niederfrequente Seitenwindschwankung nur einen geringen Einfluss auf die Querschwingung von \({F}_{i}\) hat. Allerdings steigt die Schwingungsfrequenz von \({F}_{i}\) linear mit \({f}_{V}D/{U}_{0}>0,05\) Hz an, was darauf hinweist, dass die Kreuz- Windschwankungen regen die Schwingung von \({F}_{i}\) erheblich an.

PSD der wirbelerregten Kraft, die auf den quadratischen Zylinder für verschiedene Fluktuationsfrequenzen wirkt, die transversal durch eine Sinusfunktion an der Einlassgrenze erzeugt werden.

Die Schwingungsfrequenz der wirbelerregten Kraft (f) mit verschiedenen Seitenwindfrequenzen an der Eintrittsgrenze (\({f}_{V}\)).

Als Wahrzeichen der Städte liegen Hochhäuser vor allem in der Innenstadt. In der Natur folgt kein schwankendes Windfeld streng der Sinusfunktion. Allerdings kann die komplexe städtische Untergrundoberfläche zu periodisch schwankenden oberflächennahen Windfeldern führen, die VIV von Hochhäusern verursachen können4. Um zu überprüfen, ob der Frequenzeffekt von Seitenwindvibrationen auf das Gebäude hinter einer Barriere besteht, haben wir eine vereinfachte Simulation durchgeführt. Abbildung 8 zeigt die Berechnung von Tandem-Quadratzylindern. Eine Aufwindbarriere erzeugt die Querwindschwankung am quadratischen Zylinder, während fünf Intervalle (S) zwischen der Barriere und dem quadratischen Zylinder verwendet werden. Die Größen der Barriere werden mit H bezeichnet. Alle Rechenfälle von Tandem-Quadratzylindern sind in Tabelle 1 aufgeführt.

Rechengebiet quadratischer Zylinder mit einer Barriere gegen den Wind.

Die Häufigkeit der Querwindschwankungen am nachgeordneten Quadratzylinder hängt von der Größe der Barriere ab. Wie in Abb. 9 dargestellt, nimmt aufgrund der Störung durch die Aufwindbarriere die normalisierte Frequenz des Querwinds, der auf den quadratischen Zylinder wirkt, mit der Größe der Aufwindbarriere ab. Allerdings liegt die Strouhal-Zahl der Aufwindbarriere bei etwa 0,124, was nahe an der in Sohankar27 liegt.

Querwindschwankung, erzeugt durch Aufwindbarriere unterschiedlicher Größe und der entsprechenden Strouhal-Zahl, S = 2 D.

Abbildung 10 zeigt die spektrale Leistungsdichte \({F}_{i}\) der Aufwindbarriere und des Abwindquadratzylinders für die in Tabelle 1 aufgeführten Fälle 2–1 und 2–3. Einzelne Peaks werden an der Aufwindbarriere und erkannt der gegen den Wind gerichtete quadratische Zylinder. Mit S = 2 D beträgt die normalisierte Spitzenfrequenz der Aufwindbarriere und des quadratischen Zylinders 0,104, was niedriger ist als die Strouhal-Zahl eines isolierten quadratischen Zylinders. Die Wechselwirkung zwischen der eng angeordneten Barriere und dem quadratischen Zylinder verringert die Vibrationsfrequenz um 20 %. Wenn S auf 5 D ansteigt, steigt die normalisierte Spitzenfrequenz der Aufwindbarriere und des quadratischen Zylinders auf 0,121, was nahe am erwarteten Wert der Strouhal-Zahl liegt. Darüber hinaus ist der Spitzenwert der quadratischen Barriere erhöht, was auf Überlagerungsschwingungen hinweist.

\({F}_{i}\) Leistungsspektrumsdichte der Aufwindbarriere und des Abwindquadratzylinders mit H = D.

Abbildung 11 zeigt die \({F}_{i}\)-Leistungsspektrumdichte der Aufwindbarriere und des Abwindquadratzylinders für die Fälle 1–1 bis 1–3. Enge Intervalle von S = 2 D und 5 D führen zu einer Abnahme der Strouhal-Zahl der Barriere, was auf den Einfluss des gegen den Wind gerichteten quadratischen Zylinders hinweist. Mit zunehmendem Intervall S auf 8 D bleibt die Strouhal-Zahl der Barriere stabil bei 0,12 und ändert sich nicht mehr mit S. Der quadratische Zylinder weist zwei Peaks mit S = 2 D und 5 D auf. Der erste Peak wird durch die Kreuz- Windschwankung, die durch die Aufwindbarriere verursacht wird. Der zweite Peak ist bei etwa 0,25 zu erkennen. Wenn das Intervall S 8 D erreicht, verschwindet der zweite Peak, was darauf hinweist, dass die Wechselwirkung von der Barriere verschwindet.

\({F}_{i}\) Leistungsspektrumsdichte der Aufwindbarriere und des Abwindquadratzylinders mit H = 0,5 D.

Abbildung 12 zeigt die spektrale Leistungsdichte \({F}_{i}\) an der Aufwindbarriere und dem quadratischen Zylinder für die Fälle 3–1 bis 3–3. Die normalisierte Spitzenfrequenz der Aufwindbarriere steigt mit S und wird bei S = 8 D stabil, was auf eine Dämpfung durch den Abwindeinfluss des quadratischen Zylinders hinweist. Wenn D jedoch von 2 auf 10 D steigt, steigt die normalisierte Spitzenfrequenz des quadratischen Zylinders von 0,052 auf 0,113. Die Aufwindbarriere ist in diesem Fall größer als der quadratische Zylinder. Der enge Abstand verringert die Referenzwindgeschwindigkeit am quadratischen Zylinder, was zu einer Verringerung der normalisierten Spitzenfrequenz führt.

\({F}_{i}\) Leistungsspektrumdichte der Aufwindbarriere und des Abwindquadratzylinders mit H = 2,5 D.

Durch den Vergleich der Abb. Mit den Abbildungen 11 und 12 bestätigen wir, dass die Frequenzeffekte der transversalen Windschwankungen, die im Abschnitt „Querwindlast eines quadratischen Zylinders bei periodisch schwankender Strömung“ besprochen wurden, immer noch auf den quadratischen Zylinder im Nachlaufbereich einer Barriere vorhanden sind. Für Barrieren der Größen 0,5 D und 2,5 D betragen die normalisierten Ablösungsfrequenzen im Nachlaufbereich etwa 0,223 bzw. 0,046. Gemäß den Ergebnissen in Abb. 6 kann ersterer den quadratischen Zylinder mit der gleichen Frequenz anregen, während letzterer im wirbelinduzierten Kraftsignal des quadratischen Zylinders nicht erkannt werden kann, da sein Wert unter 0,05 liegt. Die mit einer niedrigeren Frequenz schwankende einströmende Strömung führt zu Wirbeln mit größeren räumlichen Maßstäben. Größere Wirbel neigen dazu, den quadratischen Zylinder zu umgehen, was dazu führt, dass der Großteil der turbulenten kinetischen Energie nicht auf den quadratischen Zylinder wirkt. Wenn die einströmende Strömung dagegen bei höheren Frequenzen schwankt, ist die räumliche Wellenlänge des Wirbels kürzer. Die Wirbel können den quadratischen Zylinder kaum umgehen, was zu einem erheblichen Anregungseffekt der vom quadratischen Zylinder empfangenen kurzwelligen Wellen führt.

In dieser Studie untersuchten wir die Widerstandskraft des Gegenwinds an einem quadratischen Zylinder, der durch Querwindschwankungen beeinflusst wird. Eine gegebene Sinusfunktion an der Eintrittsgrenze und eine Aufwindbarriere erzeugten die Querwindschwankung. Die Windströmung wird über LES mit dem Smagorinsky-Untergitter-Turbulenzmodell simuliert. Die Querwiderstandskraft des quadratischen Zylinders wird analysiert. Basierend auf den Simulationsergebnissen ziehen wir folgende Schlussfolgerungen:

Bei transversalen Windschwankungen, die durch eine Sinusfunktion erzeugt werden, zeigt die PSD der durch Wirbel erregten Kraft, dass für \({f}_{V}D/{U}_{0}\) = 0,003, 0,008 und 0,017 die normalisierte Schwingung ist Die Frequenzen des quadratischen Zylinders betragen 0,125, 0,125 und 0,137, was nahe an der erwarteten Sr-Zahl von 0,13 liegt. Da \({f}_{V}D/{U}_{0} >0,05\) steuert die Seitenwind-Schwingungsfrequenz die Schwingungsfrequenz der durch den Wirbel erregten Kraft.

Die Ergebnisse zeigen, dass die Wechselwirkung zwischen der dicht angeordneten Barriere und dem quadratischen Zylinder die natürliche Schwingungsfrequenz um 20 % verringert, wenn Querwindschwankungen durch eine gegen den Wind gerichtete Barriere mit der gleichen Größe des quadratischen Zielzylinders erzeugt werden. Diese Wechselwirkung verschwindet, nachdem S 8 D erreicht.

Die Ergebnisse zeigen, dass der quadratische Zylinder zwei Spitzen mit S = 2 D und 5 D aufweist, wenn Querwindschwankungen durch eine Aufwindbarriere erzeugt werden, die halb so groß wie der Zielquadratzylinder ist. Die zweite Spitze wird durch die durch den Aufwind verursachte Seitenwindschwankung verursacht Barriere. Der erste Peak kann aufgrund der Eigenschwingungsfrequenz des Vierkantzylinders zwischen 0,113 und 0,125 erkannt werden. Wenn das Intervall S 8 D erreicht, verschwindet der zweite Peak, was darauf hinweist, dass die Wechselwirkung von der Barriere verschwindet.

Die Ergebnisse zeigen, dass die normierten Spitzenfrequenzen der quadratischen Barriere bei einer Querwindschwankung, die durch eine Aufwindbarriere mit der 2,5-fachen Größe des quadratischen Zielzylinders erzeugt wird, mit einem Anstieg von S von 2 auf 10 D von 0,052 auf 0,113 ansteigen. Der deutliche Rückgang der normalisierten Spitzenfrequenz ist auf die Verringerung der Referenzwindgeschwindigkeit am quadratischen Zylinder zurückzuführen.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Huanhuan Du & Wei He

Hohai-Lille College, Hohai-Universität, Nanjing, 210000, China

Zikai-Fan

China United Engineering Corporation Limited, Hangzhou, 310051, China

Zheguang Yang

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Wei He und Huan-huan Du schrieben das Hauptmanuskript, Zi-kai Fan leitete das Simulationsprogramm, Zhe-guang Yang bereitete alle Abbildungen und Tabellen vor. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft. Alle Autoren haben die veröffentlichte Version des Manuskripts gelesen und ihr zugestimmt.

Korrespondenz mit Wei He.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Du, H., Fan, Z., He, W. et al. Großwirbelsimulation einer wirbelerregten Kraft auf einen quadratischen Zylinder mit transversalen Windschwankungen. Sci Rep 13, 14236 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-41470-1

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Eingegangen: 30. März 2023

Angenommen: 27. August 2023

Veröffentlicht: 30. August 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-41470-1

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