葉繼紅， 孫虎躍

(東南大學混凝土結(jié)構(gòu)及預應力混凝土結(jié)構(gòu)教育部重點實驗室， 江蘇 南京 210018)

馬鞍屋蓋表面分離泡流動形態(tài)研究①

葉繼紅， 孫虎躍

(東南大學混凝土結(jié)構(gòu)及預應力混凝土結(jié)構(gòu)教育部重點實驗室， 江蘇 南京 210018)

利用粒子圖像測速技術(shù)，通過風洞流場顯示試驗，給出了均勻流和格柵紊流兩種工況下馬鞍屋蓋迎風高點和迎風低點處旋渦的截面形態(tài)特征以及時均、瞬時流線和渦量場分布，比較了兩種工況下旋渦形態(tài)特征的異同，總結(jié)了來流在屋面上的速度分布規(guī)律。試驗結(jié)果表明：當風向垂直于迎風前緣時，屋面迎風高點至迎風中點區(qū)域?qū)⒊霈F(xiàn)典型的分離泡現(xiàn)象；而在迎風中點至低點區(qū)域，由于馬鞍屋面為正向坡度，無法形成分離泡。均勻流場下分離泡再附長度近乎橫跨整個屋蓋；而湍流場中分離泡渦核離迎風前緣較近，且旋渦橫截面積顯著小于均勻流工況。結(jié)合風洞測壓試驗，分析了不同迎風高度處馬鞍屋蓋表面的脈動風壓譜特性，明確了譜能量與旋渦運動或湍流尺度之間的演變關(guān)系。利用多個可視化平面的綜合布置最終揭示出分離泡的三維形態(tài)特征，據(jù)此將馬鞍屋蓋劃分為4個區(qū)域并提出合理的分區(qū)體型系數(shù)，為大跨馬鞍屋蓋抗風設計提供參考。

風荷載； 馬鞍屋蓋； 分離泡； PIV； 風壓譜

引 言

大跨空間結(jié)構(gòu)質(zhì)量輕、柔性大、阻尼小等特點決定了其對風荷載非常敏感，同時其往往相對低矮，在大氣邊界層中處于風速梯度大、湍流度高的區(qū)域，再加上體型的個性化，其繞流和空氣動力作用變得十分復雜。當來流垂直于大跨屋蓋迎風前緣時，分離剪切層在屋蓋表面再附形成旋渦，在此作用下，迎風前緣附近將形成強勁吸力，這使得該區(qū)域首先局部破壞，這也是引起屋蓋最終破壞的元兇。因此，對屋面旋渦特性及其形成機制和演化規(guī)律的研究也是當前風工程領(lǐng)域中重點研究的內(nèi)容之一。

粒子圖像測速技術(shù)(PIV)是利用圖像處理技術(shù)發(fā)展起來的一種流動測量技術(shù)，通過對流場圖像的互相關(guān)分析獲取流速信息，能夠進行二維甚至三維流場測量，是一種非接觸的、瞬態(tài)、全場流場測量的新技術(shù)。國內(nèi)外研究人員對于旋渦的可視化試驗研究主要針對二維平板和三維平屋蓋結(jié)構(gòu)。Saathoff等[1]利用流動顯示試驗結(jié)合風洞測壓研究了不同湍流度和湍流尺度下二維鈍體平板表面分離泡現(xiàn)象。結(jié)果表明：隨著湍流度和湍流積分尺度的增大，分離泡的平均再附長度減小，相反迎風前緣的脈動風壓將隨之增大。Kim等[2]對三維矩形體表面分離泡結(jié)構(gòu)及其周圍的繞流情況進行了PIV試驗，根據(jù)屋蓋上方的平均速度分布確定了再附點的位置，量化馬蹄渦區(qū)、迎風前緣區(qū)域和分離泡內(nèi)部區(qū)域的湍流能量分布，發(fā)現(xiàn)湍流能量最大值位于屋蓋迎風前緣附近的再循環(huán)區(qū)。Sarkar[3]對分離泡截面內(nèi)的平均速度剖面進行了測量，發(fā)現(xiàn)在靠近迎風前緣的局部區(qū)域內(nèi)，分離泡的正向流動與逆向流動的流速相當，隨著與屋蓋邊界距離的增加，正向流動占主導，同時指出在分離泡作用區(qū)內(nèi)，如果某點不再出現(xiàn)倒流，則可認為該點為分離泡再附點，即給出了定義分離泡邊界的量化值。Brizzi[4]對二維平板模型和三維立方體模型進行了PIV試驗和測壓試驗，給出了流場不同截面的渦量圖和速度矢量圖；討論了不同雷諾數(shù)對于風壓分布以及分離泡、馬蹄渦結(jié)構(gòu)特征長度的影響；分析了二維結(jié)構(gòu)和三維結(jié)構(gòu)上分離泡的異同，但并未對旋渦作用下的峰值吸力做深入研究。ShinjiIto[5]對一個立方體模型進行了同步的PIV試驗和測壓試驗，發(fā)現(xiàn)分離泡結(jié)構(gòu)在橫風向較扁平，其還結(jié)合同步風壓數(shù)據(jù)，給出了分離泡結(jié)構(gòu)的再附點。國內(nèi)同濟大學李金國[6]等進行了TTU標準模型的風洞試驗，采用PIV技術(shù)結(jié)合傳統(tǒng)測壓法，研究了TTU實測風壓與試驗風壓的差異，給出了旋渦作用下的瞬時流跡圖，但并未給出截面的速度矢量分布，且未對渦下峰值吸力做深入研究。東南大學葉繼紅教授課題組[7]進行了大跨屋蓋剛性模型的PIV試驗，給出了三維平屋蓋和馬鞍屋蓋時均下旋渦形態(tài)及渦量場分布。

綜上所述，關(guān)于分離泡結(jié)構(gòu)的流場可視化試驗研究對象大多限于平屋蓋結(jié)構(gòu)，得到結(jié)論是旋渦的時均化結(jié)果，它能夠證實旋渦的存在性，卻未能給出旋渦的量化流速、旋渦從形成發(fā)展至破裂的動態(tài)過程以及分離泡的三維形態(tài)特征。鑒于此，本文試驗的研究對象為三維馬鞍屋蓋，來流有均勻流和格柵紊流兩種工況，通過風洞PIV試驗，給出了迎風高點、中點和低點處旋渦的截面形態(tài)特征以及時均、瞬時流線圖和渦量場分布，分析了來流在屋面上的速度分布規(guī)律，比較了兩種工況下旋渦形態(tài)特征的異同。利用測壓試驗給出了均勻流、格柵紊流下馬鞍屋面不同迎風高度處的脈動風壓譜，建立了譜能量與旋渦運動或湍流尺度之間演變關(guān)系。最后通過多個可視化平面的綜合分析得到了旋渦的三維形態(tài)特征，進一步將馬鞍屋蓋劃分為4個區(qū)域，并給出了對應區(qū)域的體型系數(shù)。

1 PIV試驗裝置與方案

馬鞍屋蓋剛性模型PIV試驗在同濟大學國家重點實驗室TJ-4邊界層風洞中完成。風洞的試驗段由前、中、后三段洞體組成(總長5 m)，前段為可移動段，中、后段為固定段，中段試驗段為模型置放區(qū)域，其尺寸為(寬×高×長)0.814 m×0.8 m×2.0 m。試驗風速為0～30 m/s連續(xù)可調(diào)，試驗區(qū)的流場<0.50%，滿足試驗流場要求。

本次試驗模型為馬鞍屋蓋(矢跨比1/12和1/6)鈍體結(jié)構(gòu)模型，考慮到PIV試驗中激光器片光尺寸(0.5 m×0.2 m)及風洞堵塞率的要求，將馬鞍屋蓋底面尺寸設定為0.21 m×0.21 m，低點高度分別為0.028和0.056 m，模型材料采用黑色有機玻璃。相機位于風洞的側(cè)面，垂直拍攝光帶內(nèi)的流場，鏡頭的高度和風洞側(cè)面中部位置持平，距地面約1.5 m。試驗中平均風速為10 m/s。如圖1所示，模擬風場有均勻流和等間距格柵湍流兩種工況，湍流場下平均屋檐高度處的湍流度維持在10%。

PIV設備共分為5個部分，即激光器(YAG Laser)、同步儀(Synchronizer)、高速CMOS相機、計算機以及粒子投放設備。試驗中相機工作頻率為200 Hz，像素為2400×1800，全分辨率下相機的幀頻為480 fps。PIV試驗中的示蹤粒子為一種油狀液態(tài)物質(zhì)，利用氮氣通過壓力控制器將液態(tài)示蹤粒子噴射到風洞里形成霧氣。由于馬鞍屋蓋存在迎風高點和低點，為了更全面地觀察分離泡的截面流動特征及三維形態(tài)，試驗設定5個可視化平面且可視化面與來流方向平行，如圖2所示。

圖1 兩種風場試驗Fig.1 Two kinds of wind field experiment scheme

圖2 可視化平面位置(單位：mm)Fig.2 Visual plane position (Unit: mm)

2 PIV試驗結(jié)果分析

2.1 馬鞍屋蓋模型(矢跨比1/12，低點56 mm)試驗結(jié)果分析

2.1.1 旋渦結(jié)構(gòu)時均特征

當來流風垂直于馬鞍屋蓋迎風墻面時，氣流將在迎風頂點處發(fā)生分離，分離的剪切層由于黏性效應會再附到屋面，形成不通氣的空腔，通常稱為分離泡，它使得靠近建筑物屋蓋前緣產(chǎn)生極值負壓。圖3給出了均勻流和格柵紊流下可視化面1流線和渦量場。從圖3(a)，(c)可以看出，分離泡的截面形狀為橢圓形。來流為均勻流時，其各尺度湍流成分相對較少，導致沿著屋面附面層的倒流區(qū)較長，渦核高度較高。由圖3(b)可知，來流未到達迎風高點時，由于受到屋蓋的干擾作用，渦量已出現(xiàn)負值，說明此處已存在渦旋運動。在迎風前緣上方楔形區(qū)的渦量達到最大值，屋蓋的表面將形成強勁的風吸力。在分離泡上方存在渦量極值狹長帶，分離泡四周渦量均為負值，而其他區(qū)域渦量基本為零。隨著來流向下游發(fā)展，旋渦逐漸脫落，負向渦量最終被空氣黏性所耗散。與均勻流相比，格柵紊流下的分離泡緊貼馬鞍屋面且靠近屋蓋的迎風前緣。隨著湍流度的增大，再附長度在不斷減小，其原因是由于小尺度湍流成分在前緣分離卷吸成渦旋，而在均勻流場中各尺度的湍流成分缺少，再附長度較長。旋渦橫截面積的減小直接導致渦量最大值和渦量極值狹長帶長度的降低，但渦量峰值仍然出現(xiàn)在迎風頂點的上方(圖3(d))。

圖3 可視化面1流線和渦量場Fig.3 Streamlines and vorticity field of plane 1

圖4給出了兩種來流工況下可視化面1速度矢量和速度豎直分布。如圖4(a)，(c)所示，將屋面沿來流風向均分9等分，依次命名為截面0至截面9。以0-1截面區(qū)間為例，起始截面0上所有點的速度為0，終止截面1上所有點的速度為10 m/s，其間各點的速度可以根據(jù)起始、終止截面的速度和各點距起始截面的距離線性內(nèi)插得到，其他各截面區(qū)間類推。圖4(b)分析表明，來流到達迎風墻面時速度已經(jīng)大幅度降低，部分氣流隨著墻面向上運動，在到達迎風高點處來流與倒流相遇，導致迎風前緣處沿高度方向速度梯度大。緊貼馬鞍曲面的附面層速度幾乎為零。在渦核截面7位置，從屋面至渦核位置段高度內(nèi)，出現(xiàn)第一個速度拐點，即速度先增大后減小，而第二個速度拐點出現(xiàn)在渦核位置，渦核和再附點位置順風向速度接近零值，最后風速繼續(xù)增大至來流風速。相比于均勻流，紊流下的曲線拐點位置高度明顯低于均勻流(圖4(d))，這也是由于湍流度的增大使分離剪切層提前再附所致?？梢钥闯?，隨著湍流度的增大，旋渦平均再附長度不斷減小，而渦核離馬鞍屋面的高度基本保持不變。

圖4 可視化面1速度場分布Fig.4 Velocity distribution of plane 1

可視化面3流線和速度豎直分布如圖5所示。與可視化面1內(nèi)流線相比較，兩種來流工況下面3處的旋渦更加扁平，旋渦影響范圍均有所減小。馬鞍曲率較小使得分離泡下方的流線近乎水平直線，在渦流的上部流線分布均勻。面3處紊流下的渦核離迎風前緣距離也是明顯小于均勻流。由圖5(b)，5(d)可知，迎風前緣處梯度風高度(速度從附面層0增大至來流風速10 m/s此段高度)較可視化面1均有明顯增大，主要原因是由于屋面比較平坦，倒流與來流的碰撞斷面增大。屋面上方的流速表現(xiàn)為S形增長模式直至來流風速，而尾流區(qū)的速度則增長緩慢，整個流域梯度風高度成線性增長趨勢。

圖5 可視化面3流線和速度豎直分布Fig.5 Streamlines and velocity vertical distribution of plane 3

兩種來流工況下可視化面5流線如圖6所示。由圖6(a)可知，雖然在迎風前端出現(xiàn)小范圍的倒流，但并未形成明顯的旋渦結(jié)構(gòu)，分析其原因是由于屋面存在一定的正向坡度，不利于分離剪切層的再附形成分離泡，之后氣流緊貼屋面向后方發(fā)展，流線整體上表現(xiàn)為平直。對于格柵紊流(圖6(b))，分離剪切層同樣并未在屋面再附卷吸形成分離泡，但與均勻流有所不同，來流在迎風前緣頂點并未立即沿著馬鞍屋蓋表面進行流動分離，而是沿垂直屋蓋方向繼續(xù)向上運動，說明紊流下來流的分離作用更為劇烈，在風壓上體現(xiàn)為將產(chǎn)生更大的抽吸力和風壓脈動。

圖6 可視化面5流線Fig.6 Streamlines of plane 5

2.1.2 旋渦運動瞬態(tài)特征

以可視化面1為例，圖7給出了均勻流下馬鞍屋蓋表面旋渦的瞬時流線圖。如圖7(a)所示，剪切層在迎風高點處分離后卷吸成旋渦，分離泡在此刻向內(nèi)卷吸為渦旋收縮狀態(tài)。從圖7(b),(c)中可以看出，此時分離泡為放大狀態(tài)，旋渦向外擴散釋放氣體，旋渦面積增大。而在圖7(d)中，穩(wěn)定的旋渦在向外擴大的同時促使剪切層上升，產(chǎn)生一個次級旋渦且旋轉(zhuǎn)方向與主渦相反，在主渦的作用下，屋面的分離區(qū)將引起穩(wěn)定的強吸力。但由于次級渦的旋轉(zhuǎn)方向與主渦相反，其產(chǎn)生的相反渦旋與主渦相互作用會導致屋面脈動較大。如圖7(e),(f)所示，主渦和次級渦合二為一，再次轉(zhuǎn)變?yōu)槭湛s狀態(tài)，之后逐漸破裂耗散。由以上分析可以得出，分離泡內(nèi)部存在一種大尺度的低頻不穩(wěn)定性，在此作用下分離泡不斷收縮和放大，穩(wěn)定發(fā)展的分離泡在其渦核正下方形成巨大的抽吸作用，在向外擴散的同時會二次卷吸形成次級渦，造成屋蓋較大的風壓脈動。

圖7 分離泡瞬時形態(tài)特征(均勻流，可視化面1)Fig.7 Instantaneous characteristics of separation bubble (uniform flow，plane 1)

對PIV試驗中得到的50張圖片進行數(shù)據(jù)統(tǒng)計，每幅圖片中首個旋渦的渦核離迎風前緣的距離如圖8所示。對比兩種來流工況下渦核離迎風前緣距離可以得到：來流為均勻流時，剪切層卷吸形成穩(wěn)定旋渦的位置集中在0.3L～0.4L(L見圖2)，即離距離迎風前緣為60～80 mm。而格柵紊流造成的動蕩促使分離剪切層向屋面靠近，氣流更加接近于迎風前緣；增大湍流能量能增強剪切層的卷吸作用，其首個渦核平均位置主要分布于0.2L～0.3L，即離迎風前緣距離為50～60 mm，在此區(qū)域范圍風吸力將達到極大值。由此可見，湍流度是決定分離泡結(jié)構(gòu)形態(tài)的主要前提，湍流中的小尺度湍流成分促使分離剪切層流線曲率減小，使其較早再附形成分離泡；而大尺度湍流成分則可以加快旋渦的旋轉(zhuǎn)[8-10]。

圖8 渦核離迎風前緣距離Fig.8 Distance between vortex core and the leading edge

2.2 不同來流工況、不同矢跨比和不同低點高度的馬鞍屋蓋PIV試驗結(jié)果對比分析

圖9給出了矢跨比為1/12和1/6、低點高度分別為56和28mm的馬鞍屋蓋表面旋渦特征參數(shù)的比較，圖中的虛線范圍表示旋渦橫截面積S。由圖對比分析可知：①不同來流工況下(均勻流和格柵紊流)：來流為均勻流時，分離泡的平均再附長度較長，渦核位置高度較高，直接導致旋渦的影響區(qū)域增大。湍流度的增大旋渦再附長度變短。②不同矢跨比(1/6和1/12)：渦核離迎風前緣距離和旋渦截面積受馬鞍曲面矢跨比影響較大。矢跨比越大，X和S均在增大，而Z受矢跨比影響較小。③不同低點高度(28和56 mm)：相對于矢跨比而言，低點高度的不同對X，Z和S影響均較小，進一步說明不同低點高度下馬鞍屋面旋渦形態(tài)特征較為相似。

圖9 渦核位置及旋渦面積對比(可視化面1)Fig.9 Comparative map of vortex core position and vortex area (visual plane 1)

3 剛性模型測壓試驗

3.1 試驗概況

本文的風洞試驗是在湖南大學風工程試驗研究中心大氣邊界層風洞HD-2的高速試驗段完成的，試驗段尺寸為長17 m、寬3 m、高2.5 m。為了更好地與PIV模型相對應，測壓模型是按照PIV試驗模型等比例放大。4個馬鞍屋蓋的底面投影均為正方形，尺寸為780 mm×780 mm(圖10(a))，矢跨比分別為1/6和1/12。兩種矢跨比的馬鞍模型分別有低點高度為104 mm和208 mm。試驗模型均為剛性模型，四周封閉，采用有機玻璃制成。如圖10(b)所示，屋面共布置336個測點，每個可視化面內(nèi)均勻布置測點，以壓力向下為正，向上吸力為負。試驗來流風速控制在10 m/s，模擬的風場有均勻流場和格柵紊流場，馬鞍屋蓋平均高度處的湍流度維持在10%。試驗中每個測點采集6600個數(shù)據(jù)，采樣時長為19.934 s。

各測點的風壓值采用無量綱壓力系數(shù)表示

(1)

式中Pi為模型第i個測孔測得系統(tǒng)修正后的表面風壓值；P0和P∞分別為參考點處的平均總壓和平均靜壓。對數(shù)據(jù)進行處理得到平均風壓系數(shù)Cpmean和脈動風壓系數(shù)Cprms。

圖10 馬鞍屋蓋模型和測點分布Fig.10 Model of the saddle roof and its tap locations

3.2 試驗結(jié)果

3.2.1 分離泡作用下馬鞍屋蓋表面風壓分布

由于不同矢跨比的馬鞍屋蓋表面風壓分布特征相似，本次的研究對象設定為矢跨比1/12低點高度208 mm的馬鞍模型。圖11為馬鞍屋蓋表面的平均、脈動和最大值風壓系數(shù)等值線圖，圖11(a)和(d)的陰影部分為Cpmean小于-0.8的區(qū)域；圖11(b)和(e)的陰影部分為Cprms大于0.2的區(qū)域；圖11(c)的(f)的陰影部分為Cpmax小于-1.5的區(qū)域。對比分析可見，均勻流場下屋面平均和最大風吸力較大，但脈動風壓較小；格柵紊流下平均和最大風吸力較小，但屋蓋表面的脈動風壓較大且極大值區(qū)域沿低點對角線分布較廣。這是因為在均勻流場中，來流未經(jīng)任何阻礙而直接作用于屋面，風吸力的平均效應明顯，但由于來流中的湍流成分較少，風壓脈動也較?。辉谕牧鲌鲋?，來流經(jīng)過格柵使得湍流成分增加，屋面風壓脈動也隨之增大，然而來流動能損耗使得屋面平均吸力減小。因此，均勻流場下屋面能引起較大的平均風吸力，而湍流場中脈動風吸力則顯著增強。兩種來流下迎風低點附近區(qū)域的平均、脈動和最大值風壓均達到最強。

圖11 馬鞍屋蓋表面風壓分布等值線圖Fig.11 Contour maps of pressure distribution on saddle roof

3.2.2 順風向測點平均、脈動風壓變化曲線

為了得到PIV試驗中可視化面內(nèi)的風壓分布規(guī)律，以迎風高點和迎風低點測點列為例進行討論。各測點的平均、脈動風壓如圖12所示。圖中的橫坐標為無量綱坐標X/L，其中X表示各測點與迎風邊的距離，L為模型的底面邊長。由圖12(a)和(c)可知，對于面1而言，在X/L=0～0.5之間，平均吸力強勁，旋渦作用突出，處在分離泡的影響范圍之內(nèi)，均勻流工況平均吸力最大值高于格柵紊流場；在X/L=0.5～0.75之間，平均吸力迅速衰減，此時旋渦作用有所減弱，但由于再附作用脈動吸力在此區(qū)域達到最大值；從X/L=0.75開始，旋渦逐漸脫落，平均吸力趨于平穩(wěn)而脈動壓力快速下降。由圖12(b)和(d)可知，從低點到高點存在的正向坡度引導氣流向上運動，導致屋蓋迎風頂點附近平均、脈動吸力都達到屋蓋的最大值，隨著來流往下游發(fā)展，平均、脈動風壓快速下降而后趨于平穩(wěn)。

3.2.3 順風向脈動風壓譜

以順風向測點列為研究對象，分為迎風高點Rank1和迎風低點Rank2測點列,如圖13所示。圖14給出了均勻流下Rank1的脈動風壓譜，并進行了無量綱化處理[11-12]。將馬鞍屋面分為4個區(qū)域：①前緣迎風區(qū)(測點1～81)。來流在迎風前緣分離階段，低頻脈動為主控，屋面風壓主要受到來流遠場脈動的直接作用，在風壓數(shù)值上體現(xiàn)為測點1,43,81的平均和脈動風壓系數(shù)均在不斷增大(見表1)。②主渦作用區(qū)(測點98～181)。隨著剪切層再附形成分離泡，風壓脈動中的中頻成分增加，旋渦的近場脈動成為關(guān)鍵因素。從譜值上可以看出，從測點112至測點139，中頻段的譜峰值逐漸增加，測點的平均和脈動風壓系數(shù)也相應增大，測點139處附近達到最大值(表1)。③再附區(qū)(測點208～270)，此區(qū)域中頻依然為主導，但峰值有所下降。由于氣流垂直于屋面方向向下運動形成再附，導致脈動吸力達到最大值(表1，測點208)。④旋渦脫落區(qū)(測點288～319)。當來流到達背風面邊緣時，由中頻轉(zhuǎn)向高頻成分，這是由于旋渦脫落分解成大量的微尺度渦，由于其具有較大的黏性應力和剪切變形，使湍流能量快速耗散，直接導致風壓脈動系數(shù)減小。

圖12 順風向測點平均、脈動風壓分布Fig.12 Variation of longitudinal mean and fluctuating pressures

均勻流下Rank2的脈動風壓譜如圖15所示，可以得出，從測點21開始，風壓譜從低頻到高頻為不斷上升趨勢，譜峰值在高頻段達到最大值(表2，21點)，該區(qū)域受到特征湍流影響顯著。隨著來流往下游發(fā)展，中頻能量開始減少。圖15(b)中的高頻成分說明存在小尺度湍流促使旋渦形成，但由于迎風低點至背風面為正向坡度，屋面上并未形成旋渦，風壓系數(shù)從迎風低點處開始呈一直下降趨勢。當來流到達邊緣測點336時，受到馬鞍高點的干擾作用，低頻有所增加，平均風壓也隨之增大(表2，336點)。

圖13 分離泡作用下馬鞍屋面分區(qū)示意Fig.13 Sub regions of saddle roof under separation bubble

圖14 馬鞍迎風高點處測點脈動風壓譜(均勻流)Fig.14 Fluctuating wind pressure spectrum of middle high rank on saddle roof (uniform flow)

表1 馬鞍迎風前緣高點處測點風壓時程統(tǒng)計值(均勻流)

Tab.1 Time series statistics of high point rank on saddle roof (uniform flow)

Rank1測點X/LCpmeanCprms10.02-0.820.091430.08-0.870.088810.15-0.910.101120.23-0.970.151390.31-1.00.181810.42-0.930.202080.50-0.800.232300.58-0.650.232500.65-0.510.222880.81-0.330.183030.88-0.310.153190.96-0.310.12

圖15 馬鞍迎風低點處測點脈動風壓譜(均勻流)Fig.15 Fluctuating wind pressure spectrum of low rank on saddle roof (uniform flow)

表2 馬鞍迎風前緣低點處測點風壓時程統(tǒng)計值(均勻流)

Tab.2 Time series statistics of low point rank on saddle roof (uniform flow)

Rank2測點X/LCpmeanCprms210.02-1.60.37420.04-1.40.34660.08-0.850.291270.23-0.440.131660.35-0.370.0951920.42-0.310.0772210.51-0.260.0642690.69-0.200.0533360.96-0.340.040

格柵紊流下測點風壓譜分布與均勻流工況較為類似，但紊流下迎風高點前緣處的譜峰值顯著增大，分析其原因是由于來流受到格柵裝置的阻礙，導致來流中的大尺度湍流成分增加。而在迎風低點前緣處，紊流下迎風前緣受來流中的湍流成分影響顯著，風壓譜的低頻段和中頻段均有譜峰值，低頻段能量明顯強于均勻流，以致脈動風壓有所增大。當來流到達屋蓋后部區(qū)域高點時，低頻脈動增加，此情況與均勻流相同。

4 馬鞍屋面旋渦三維形態(tài)及分區(qū)體型系數(shù)

根據(jù)PIV流動顯示試驗5個可視化面的試驗結(jié)果綜合分析，得到馬鞍屋蓋表面旋渦結(jié)構(gòu)的時均三維形態(tài)及屋蓋各區(qū)域最大風壓系數(shù)的分布，如圖16所示，具有以下幾點特征：

(1)來流為均勻流時，迎風高點至迎風中點半個馬鞍區(qū)域出現(xiàn)典型的分離泡現(xiàn)象，總體在順風向為扁的橢圓形，旋渦幾乎橫跨整個屋面，渦核位置處于馬鞍屋面偏后位置，3個截面的渦核高度基本一致。迎風高點和迎風中點處截面的風吸力最大值點離迎風前緣距離一致，說明了從迎風高點到中點位置分離泡的流動是二維的，風壓在橫風向表現(xiàn)出強烈且均一的相關(guān)特征。在迎風中點與迎風低點區(qū)域，由于馬鞍屋蓋自身的曲面特性，旋渦結(jié)構(gòu)迅速衰減，在靠近低點的橫風向邊緣，流線平直沒有明顯的旋渦形成。迎風墻面的上半部分荷載主要表現(xiàn)為壓力作用，在墻面的中部達到最大值0.8，而在迎風低點處墻面底部出現(xiàn)了較大的風吸力，此處為來流直接碰撞墻面后向下卷吸成馬蹄渦造成的。屋蓋表面的風荷載以吸力為主，在模型的迎風低點附近吸力達到最大值-1.6且變化梯度大，脈動風壓最大值也出現(xiàn)在迎風低點處，極大值影響范圍小。隨著來流向后方發(fā)展，風吸力區(qū)域穩(wěn)定。

(2)來流為格柵紊流時，分離泡三維結(jié)構(gòu)與均勻流工況較為類似，但有兩點不同：迎風高點至中點區(qū)域的分離泡體積明顯小于均勻流工況，渦核位置離迎風前緣距離較近。這是由于紊流中的小尺度湍流促使剪切層卷吸旋渦，而中尺度湍流加快了旋渦的旋轉(zhuǎn)，導致后來的流體提前再附于屋蓋表面；通過屋面風壓系數(shù)比較可以看出，格柵紊流工況下分離泡渦核正下方風吸力達到最大值-0.9，湍流度的增大對平均風荷載影響較小，均勻流場下風壓系數(shù)均大于格柵紊流場。主要原因是均勻流下的分離作用強度更為集中，同時來流湍流度對風壓分布影響主要集中于屋蓋迎風前緣區(qū)域，對其他區(qū)域風壓系數(shù)影響較小。因此，在進行大跨度馬鞍屋蓋工程設計時，應特別注意迎風低點處附近區(qū)域及拐角區(qū)。

圖16 分離泡三維時均形態(tài)Fig.16 3D time-average shape of separation bubble

對于馬鞍屋蓋結(jié)構(gòu)，中國現(xiàn)行的《建筑結(jié)構(gòu)荷載規(guī)范》(GB 50009-2012)中并沒有明文規(guī)定。如前文所述，分離泡作用下的馬鞍屋蓋迎風高點至迎風中點區(qū)域可以分為：主渦作用區(qū)、旋渦再附區(qū)和旋渦脫落區(qū)。在此基礎(chǔ)上考慮到迎風低點處風吸力最強，因此最終將馬鞍屋蓋表面劃分為4個區(qū)域，此時各區(qū)域體型系數(shù)μs按下式確定

(2)

式中Cpmean,i和Si分別對應第i測點的平均風壓系數(shù)和其所屬的平均面積；S為計算區(qū)域的總面積。利用式(2)得到的馬鞍屋蓋表面分區(qū)體型系數(shù)如圖17所示。

圖17 分離泡作用下馬鞍屋蓋分區(qū)體型系數(shù)Fig.17 Shape factors for sub regions of saddle roof

5 結(jié) 論

本文通過大跨馬鞍屋蓋表面旋渦的流動顯示試驗，觀察了不同來流工況下馬鞍屋蓋表面的旋渦現(xiàn)象，基于旋渦作用機理，對屋面順風向風壓數(shù)值變化和脈動風壓譜進行研究，推斷出馬鞍屋蓋分離泡的三維形態(tài)特征及分區(qū)體型系數(shù)，所得主要結(jié)論如下：

(1)來流為均勻流時，馬鞍屋蓋僅在迎風高點至迎風中點區(qū)段形成分離泡，其形態(tài)為扁的橢圓形，旋渦橫跨整個屋面。在迎風中點至低點區(qū)域則無法形成旋渦。屋蓋迎風高點處前緣測點風壓譜以低頻為主導，隨著測點后移逐漸向中高頻過渡，譜帶變窄且峰值增大。而在迎風低點處，風壓譜從低頻到高頻為不斷上升趨勢，譜峰值在高頻段達到最大值。

(2)格柵紊流下的分離泡同樣只出現(xiàn)在迎風高點至中點區(qū)域，旋渦橫截面積明顯小于均勻流，且渦核位置離迎風前緣更近。紊流下迎風前緣處測點的低頻段能量要顯著高于均勻流。兩種來流工況下，屋蓋表面的風荷載都以吸力為主，最大平均風壓和脈動風壓都位于迎風低點附近且變化梯度較大，其他區(qū)域變化相對平緩。隨著來流向下游發(fā)展，渦量將逐漸耗散，風吸力逐漸減弱。

(3)不同矢跨比下馬鞍屋蓋表面分離泡的三維形態(tài)較為類似，但隨著矢跨比的增大，渦核離迎風前緣的距離及旋渦的橫截面積均在增大，而矢跨比對分離泡渦核高度影響較小。

(4)考慮到分離泡的作用，中國建筑荷載規(guī)范中關(guān)于馬鞍屋蓋結(jié)構(gòu)體型系數(shù)沒有明文規(guī)定，本文根據(jù)馬鞍屋蓋表面旋渦的三維形態(tài)特征給出了來流垂直于迎風墻面時屋面的4個分區(qū)及相應的體型系數(shù)，分別為馬鞍迎風低點區(qū)(-1.2)、分離泡主渦作用區(qū)(-0.9)、旋渦再附區(qū)(-0.6)和旋渦脫落區(qū)(-0.3)。

[1] Saathoff P J, Melbourne W H. Effects of free-stream turbulence on surface pressure fluctuations in a separation bubble [J]. J. Fluid Mech., 1997, 337(04): 1—24.

[2] Kyung Chun Kim, Ho Seong Ji, Seung Hak Seong. Flow around a 3-D rectangular prism in a turbulent boundary layer [J]. Journal of Wind Engineering and Industrial Aerodynamics, 2003, 91: 653—669.

[3] Partha P Sarkar, Zhongshan Zhao, Kishor C Mehta. Flow visualization and measurement on the roof of the Texas Tech building [J]. Journal of Wind Engineering and Industrial Aerodynamics, 1997, 69-71:597—606.

[4] Lauent Brizzi, Gerard J Poitras, Yves Gagnon. PIV measurements around 2D and 3D building models [J]. Int.J. Engineering Systems Modelling and Simulation, 2008, 1(1): 48—62.

[5] Shinji Ito, Yasuo Okuda, Hitomistu Kikitsu, et al. Experimental study on flow and pressure fields over the roof of a cube by PIV measurements [J]. Journal of Wind Engineering, 2006, 108: 435—438.

[6] 李金國. 邊界層風洞和建筑物標模的流跡與測壓試驗研究[D]. 上海: 同濟大學, 2007.

Li Jinguo. The research on boundary layer wind tunnel，the trail of the standard building model and pressure experiment[D]. Shanghai: Tongji University, 2007

[7] Ye Jihong, Dong Xin. Improvement and validation of a flow model for conical vortices [J]. Wind and Structures, 2014, 19(2): 113—144.

[8] Banks D, Meroney R N, Sarkar P P, et al. Flow visualization of conical vortices on flat roofs with simultaneous surface pressure measurement [J]. Journal of Wind Engineering and Industrial Aerodynamics, 2000, 84: 65—85.

[9] Kawai H. Structure of conical vortices related with suction fluctuation on a flat roof in oblique smooth and turbulent flow[J]. Journal of Wind Engineering and Industrial Aerodynamics, 1997, 69-71:579—588.

[10]Masaru Kiya, Kyuro Sasaki. Structure of large-scale vortices and unsteady reverse flow in the reattaching zone of a turbulent separation bubble[J]. Journal of Fluid Mechanics, 1985, 154: 463—491.

[11]Mostafa N H,Hajj M R, Zeiger M D, et al. Space/time characteristics of pressure fluctuations in separation regions [J]. Journal of Wind Engineering and Industrial Aerodynamics, 2002, 90: 415—426.

[12]Suresh Kumar K, Sathopoulos T. Power spectra of wind pressure on low building roofs [J]. Journal of Wind Engineering and Industrial Aerodynamics, 1998, 74-76: 665—674.

3-D flow characteristics of separation bubble around the saddle roof

YEJi-hong，SUNHu-yue

(Key Laboratory of Concrete and Pre-stressed Concrete Structure of Ministry of Education, Southeast University,
Nanjing 210018, China)

Through Particle Image Velocimetry (abbr.PIV), flow visualization of separation bubble around saddle roofs was conducted in a wind tunnel. The vortex section morphology and time-average, instantaneous streamlines and vorticity field distribution were obtained under high and low windward point in uniform and grid-generated flow field. The characteristics of vortices were compared in different flow conditions. Velocity distribution rule of the visual plane on the roof surface was summarized. Results indicated that when the wind direction perpendicular to windward on the leading edge of the roof, the area between the high point windward and middle point windward will appear typical separation bubble phenomenon. Due to the positive slope of the saddle roof, there was no separation bubble at the low windward point. The reattached length is almost across the whole roof in uniform flow, while the vortex core was closer to the windward edge in turbulent flow and the vortex cross-sectional area significantly less than in uniform flow condition. With the result of the wind tunnel pressure measurement, the fluctuating wind pressure spectrum at different height of the windward were analyzed and established the spectrum evolution relationship between energy and vortex movement or turbulence scale. Three-dimensional morphological characteristics were obtained by analysis of the multiple visual planes comprehensive arrangement. The saddle roof was divided into four regions accordingly and put forward reasonable partition shape coefficient, providing reference to the large-span saddle roof wind resistance design.

wind load； saddle roof; separation bubble; PIV; wind pressure spectrum

2015-07-08；

2016-03-24

國家杰出青年科學基金資助項目(51125031); 江蘇省普通高校研究生科研創(chuàng)新計劃資助項目(KYLX_0157); 中央高?；緲I(yè)務費專項資金資助項目(3205005718)

TU312+.1

：A

1004-4523(2016)06-1097-11

10.16385/j.cnki.issn.1004-4523.2016.06.020

葉繼紅(1967—)，女，教授。電話：(025)83795023；E-mail:yejihong@seu.edu.cn