黃　俐， 周　帥， 梁　鵬

(1. 華南農(nóng)業(yè)大學(xué) 水利與土木工程學(xué)院，廣州　510642；2.湖南大學(xué) 風(fēng)工程試驗(yàn)研究中心，長沙　410082;3. 中交四航局第一工程有限公司，廣州　510310)

橋梁斷面兩個(gè)渦振鎖定區(qū)間的數(shù)值模擬研究

黃俐1， 周帥2， 梁鵬3

(1. 華南農(nóng)業(yè)大學(xué) 水利與土木工程學(xué)院，廣州510642；2.湖南大學(xué) 風(fēng)工程試驗(yàn)研究中心，長沙410082;3. 中交四航局第一工程有限公司，廣州510310)

對于某類大寬高比橋梁斷面或者鈍體形式斷面，在基于同一組試驗(yàn)參數(shù)的節(jié)段模型風(fēng)洞試驗(yàn)中，能夠?qū)崪y到相同振型兩個(gè)分離的渦振鎖定區(qū)間現(xiàn)象，并且兩個(gè)區(qū)間內(nèi)振動(dòng)頻率一致，這與一個(gè)斷面對應(yīng)一個(gè)Strouhal數(shù)的理論不相符合。為了進(jìn)一步研究這類非常規(guī)振動(dòng)形式的氣動(dòng)機(jī)理，以一組寬高比為6的矩形斷面為研究對象，基于風(fēng)洞試驗(yàn)中實(shí)測的兩個(gè)獨(dú)立的渦振鎖定區(qū)間響應(yīng)數(shù)據(jù)，采用流體動(dòng)力學(xué)軟件Fluent開展了相應(yīng)的數(shù)值模擬研究。數(shù)值計(jì)算獲取了與風(fēng)洞試驗(yàn)一致的兩個(gè)獨(dú)立分離的渦振鎖定區(qū)間風(fēng)振曲線，并且在區(qū)間跨度以及幅值關(guān)系上均吻合良好，然后通過Fluent提取了前后兩個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)的氣動(dòng)力和尾流漩渦進(jìn)行了對比研究。研究結(jié)果表明，第一個(gè)鎖定區(qū)間內(nèi)的尾流漩渦呈現(xiàn)出經(jīng)典的卡門渦街形態(tài)，第二個(gè)區(qū)間內(nèi)的尾流渦模態(tài)則主要表現(xiàn)為非典型的“魚尾擺動(dòng)”形態(tài)，兩個(gè)渦振區(qū)間的尾流形態(tài)完全不同；在兩個(gè)獨(dú)立的鎖定區(qū)間內(nèi)，氣動(dòng)升力與位移響應(yīng)之間始終存在著相位差，并且均隨著鎖定區(qū)間的發(fā)展而持續(xù)增大，第一個(gè)鎖定區(qū)間相位差的跳躍程度明顯大于第二個(gè)鎖定區(qū)間。

橋梁；渦振；鎖定區(qū)間；數(shù)值模擬；尾流漩渦

渦激共振是鈍體結(jié)構(gòu)在來流作用下的一種常見的振動(dòng)形式，是由于結(jié)構(gòu)尾流中交替脫落的漩渦頻率與結(jié)構(gòu)固有頻率重合而引起的一種流固耦合共振現(xiàn)象，其顯著特征就是共振區(qū)間鎖定和振動(dòng)限幅[1-3]。針對特定的結(jié)構(gòu)斷面，尾流的漩渦脫落頻率和來流風(fēng)速之間可以通過Strouhal數(shù)進(jìn)行換算，一種結(jié)構(gòu)斷面對應(yīng)一個(gè)Strouhal數(shù)，利用該參數(shù)值可以實(shí)現(xiàn)對結(jié)構(gòu)渦振鎖定區(qū)間起振臨界風(fēng)速的估算，這是目前關(guān)于渦振研究的一般性結(jié)論[4]。

然而，對于某類大寬高比的橋梁斷面，例如我國的蘇通長江大橋的主梁斷面，在節(jié)段模型風(fēng)洞試驗(yàn)中，+5°風(fēng)攻角的來流狀態(tài)下，隨著試驗(yàn)風(fēng)速的增加，實(shí)測到了節(jié)段模型系統(tǒng)扭轉(zhuǎn)自由度兩個(gè)分離的渦激共振鎖定區(qū)間，并且兩個(gè)鎖定區(qū)間內(nèi)的振動(dòng)卓越頻率均與模型固有頻率一致，也即說明蘇通橋主梁斷面在+5°風(fēng)攻角來流下對應(yīng)兩個(gè)不同的Strouhal數(shù)，這與一個(gè)截面對應(yīng)一個(gè)Strouhal數(shù)的結(jié)論是相矛盾的[5-7]。

對于蘇通橋主梁斷面風(fēng)洞試驗(yàn)中實(shí)測到的這類兩個(gè)鎖定區(qū)間的渦振現(xiàn)象，在大寬高比的矩形斷面的研究中也很容易觀察到。文獻(xiàn)[8]系統(tǒng)研究了寬高比在2.04.0的試驗(yàn)工況中均能實(shí)測到兩個(gè)分離的渦振鎖定區(qū)間。

Matsumoto[9]針對這類渦振現(xiàn)象開展研究，研究結(jié)論認(rèn)為是結(jié)構(gòu)表面運(yùn)動(dòng)渦與尾流卡門漩渦相互作用導(dǎo)致了多個(gè)渦振鎖定區(qū)間的出現(xiàn)，即，來流在結(jié)構(gòu)斷面前沿分離，一部分在結(jié)構(gòu)表面再覆并以一定的速度(大約為來流速度的60%)沿結(jié)構(gòu)表面運(yùn)動(dòng)最終在尾流脫落，另一部分在尾流直接脫落形成卡門漩渦，運(yùn)動(dòng)渦的加入改變了原有卡門漩渦固有的脫落頻率，從而改變了結(jié)構(gòu)斷面的Strouhal數(shù)，并且由于運(yùn)動(dòng)渦的脫落頻率與來流速度相關(guān)，因此，該研究認(rèn)為同一種結(jié)構(gòu)斷面在不同的來流速度下會(huì)對應(yīng)不同的Strouhal數(shù)。

Tamura[10]針對兩自由度尾流振子渦激力模型開展了相關(guān)研究，對渦激振動(dòng)的氣動(dòng)機(jī)理進(jìn)行了數(shù)學(xué)的描述，并明確了數(shù)學(xué)模型中的每個(gè)參數(shù)均進(jìn)行了物理意義的解釋。

為了進(jìn)一步研究這類振動(dòng)的氣動(dòng)機(jī)理，本文基于一組寬高比為6的矩形斷面開展研究，通過CFD數(shù)值模擬來觀察前后兩個(gè)分離的渦振鎖定區(qū)間內(nèi)氣動(dòng)力、位移響應(yīng)以及尾流漩渦形態(tài)之間的對應(yīng)關(guān)系。

1模型參數(shù)與試驗(yàn)結(jié)果

針對寬高比為6的矩形斷面，Chen等[9]開展了剛性節(jié)段模型風(fēng)洞試驗(yàn)研究，模型的基本參數(shù)如表1所示。彈性懸掛剛性節(jié)段模型風(fēng)洞試驗(yàn)結(jié)果如圖1所示，從圖中可以看出兩個(gè)豎向自由度分離的渦振鎖定區(qū)間區(qū)間，并且試驗(yàn)實(shí)測到兩個(gè)鎖定區(qū)間內(nèi)的振動(dòng)卓越頻率均與模型的固有頻率5.90 Hz基本保持一致。根據(jù)前后兩個(gè)渦振鎖定區(qū)間的起振風(fēng)速，振動(dòng)卓越頻率以及橫風(fēng)向尺寸得出對應(yīng)的兩個(gè)Strouhal數(shù)分別約為0.2和0.1，而第二個(gè)鎖定區(qū)間對應(yīng)的Strouhal數(shù)0.1與歐洲抗風(fēng)規(guī)范中的參考值0.06更為接近[12]。在渦振幅值關(guān)系上，前一個(gè)渦振鎖定區(qū)間的幅值約為后一個(gè)區(qū)間的0.5倍。

圖1　風(fēng)洞試驗(yàn)實(shí)測風(fēng)振響應(yīng)曲線Fig.1 Wind tunnel tests measured wind induced oscillation curves

參數(shù)類型數(shù)值長度L/mm1530橫風(fēng)向尺寸D/mm40順風(fēng)向尺寸B/mm240試驗(yàn)風(fēng)速U/(m·s-1)<6等效質(zhì)量m/(Kg·m-1)3.25橫風(fēng)向固有基頻f0/Hz5.90阻尼比ξ00.0058Scruton數(shù)Sc121Reynolds數(shù)Re6293

2數(shù)值模擬方法

CFD數(shù)值模擬基于流體動(dòng)力學(xué)軟件Fluent展開，首先，采用Gambit進(jìn)行計(jì)算區(qū)域的規(guī)劃、計(jì)算網(wǎng)格的劃分以及邊界條件的設(shè)置。如圖2(a)所示，矩形斷面的2D模型布置在計(jì)算域的中心位置，近壁面為四邊形剛性網(wǎng)格區(qū)域(包括四邊形正交貼體網(wǎng)格和外圍Pave網(wǎng)格，如圖2(b)所示)，計(jì)算域外圍是完全正交的四邊形結(jié)構(gòu)網(wǎng)格區(qū)域，介于外圍結(jié)構(gòu)網(wǎng)格和近壁面剛性網(wǎng)格之間的是三角形動(dòng)網(wǎng)格區(qū)域，整個(gè)計(jì)算域共生成了31 590個(gè)計(jì)算網(wǎng)格，壁面Yplus在3.5以內(nèi)。

采用Newmark-β方法對矩形斷面計(jì)算模型的動(dòng)力特性進(jìn)行模擬，首先，根據(jù)模型的質(zhì)量、阻尼和剛度參數(shù)編寫模型振動(dòng)的豎向和扭轉(zhuǎn)兩自由度迭代程序；然后以User Define Function (UDF)的方式在Fluent求解器中進(jìn)行編譯。

針對計(jì)算模型的Fluent流固耦合分析過程中，采用k-ωSST湍流模型，加載UDF，迭代計(jì)算按照以下步驟循環(huán)進(jìn)行：第一步，對當(dāng)前計(jì)算時(shí)間步模型壁面遍歷積分提取豎向和扭轉(zhuǎn)自由度氣動(dòng)力；第二步，根據(jù)UDF程序計(jì)算出模型在當(dāng)前時(shí)間步豎向和扭轉(zhuǎn)自由度的運(yùn)動(dòng)位移和速度；第三步，DEFINE-CG-MOTION宏強(qiáng)迫模型按當(dāng)前時(shí)間步計(jì)算得到的結(jié)果產(chǎn)生相應(yīng)位移并促使動(dòng)網(wǎng)格區(qū)域的網(wǎng)格重劃分，形成下一時(shí)間步新的計(jì)算域。計(jì)算結(jié)果是否穩(wěn)定通過觀察迭代計(jì)算殘差和響應(yīng)時(shí)程曲線來判斷。

圖2　計(jì)算網(wǎng)格Fig.2 Calculation cells

3計(jì)算結(jié)果

3.1位移響應(yīng)

CFD數(shù)值計(jì)算得到的模型豎向自由度位移幅值響應(yīng)曲線與試驗(yàn)實(shí)測曲線對比如圖3所示。橫坐標(biāo)為無量綱風(fēng)速，f0為模型豎向自由度固有頻率5.90 Hz，從下文的時(shí)程曲線和頻譜中可以觀察到渦振鎖定區(qū)間內(nèi)模型豎向自由度的振動(dòng)卓越頻率與固有頻率是基本一致的，U為來流風(fēng)速，D為模型橫風(fēng)向特征尺寸，D=40 mm；縱坐標(biāo)為無量綱幅值，即，位移響應(yīng)幅值與模型橫風(fēng)向特征尺寸的比值，位移響應(yīng)幅值采用固定時(shí)間長度(55 s)位移時(shí)程曲線取根方差乘以根號(hào)2的方式確定。

圖3　風(fēng)振響應(yīng)曲線試驗(yàn)值與CFD計(jì)算值對比Fig.3 The comparison of wind induced oscillation curves between experimental and calculation results

從圖3中可以看出，基于風(fēng)洞試驗(yàn)?zāi)Ｐ蛥?shù)開展的數(shù)值計(jì)算同樣觀察到了兩個(gè)分離的渦振鎖定區(qū)間現(xiàn)象，并且在鎖定區(qū)間無量綱風(fēng)速跨度和幅值關(guān)系上，計(jì)算值與試驗(yàn)實(shí)測值吻合良好。為了能進(jìn)一步研究前后兩個(gè)鎖定區(qū)間內(nèi)氣動(dòng)力以及尾流渦等參數(shù)的變化特征，特選定數(shù)值計(jì)算結(jié)果中6個(gè)特征響應(yīng)點(diǎn)的計(jì)算結(jié)果進(jìn)行分析。如圖3所示，L1、J1、K1對應(yīng)第一個(gè)渦振鎖定區(qū)間的上升點(diǎn)、幅值點(diǎn)和下降點(diǎn)；L2、J2、K2則分別對應(yīng)第二個(gè)渦振鎖定區(qū)間的三個(gè)區(qū)間特征點(diǎn)。

另外，在動(dòng)力自由度關(guān)系上，CFD數(shù)值計(jì)算模型與風(fēng)洞試驗(yàn)剛性節(jié)段模型是一致的，基于風(fēng)洞試驗(yàn)?zāi)Ｐ拓Q向和扭轉(zhuǎn)自由度的實(shí)際參數(shù)，數(shù)值計(jì)算模型同樣分別設(shè)置了豎向和扭轉(zhuǎn)兩個(gè)自由度。數(shù)值計(jì)算過程中也獲得了模型扭轉(zhuǎn)自由度的相關(guān)響應(yīng)數(shù)據(jù)，由于模型在豎向和扭轉(zhuǎn)兩自由度振動(dòng)狀態(tài)下，實(shí)際振動(dòng)中豎向自由度響應(yīng)絕對占優(yōu)。在現(xiàn)有的計(jì)算工況中扭轉(zhuǎn)自由度的位移響應(yīng)幅值均在0.2°以下，基本可忽略，限于篇幅，不再詳細(xì)展開討論。

第一個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)特征響應(yīng)點(diǎn)L1、J1、K1豎向自由度位移響應(yīng)時(shí)程和頻譜如圖4～圖6所示。從圖中可以看出，三個(gè)特征響應(yīng)點(diǎn)的位移時(shí)程均為等幅狀態(tài)，而振動(dòng)卓越頻率分別為5.82 Hz、5.88 Hz和5.85 Hz，均與模型豎向自由度固有頻率5.90 Hz基本保持一致，可定性為等幅渦振。

圖7～圖9分別對應(yīng)第二個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)L2、J2、K2特征響應(yīng)點(diǎn)。從圖中同樣可觀察到與第一個(gè)鎖定渦振區(qū)間一致的響應(yīng)特征：位移響應(yīng)時(shí)程基本為等幅狀態(tài)，卓越頻率分別為5.86 Hz、5.98 Hz、5.98 Hz，與模型固有頻率5.90 Hz基本一致。

特征響應(yīng)點(diǎn)J1和 J2分別對應(yīng)第一個(gè)和第二個(gè)渦振鎖定區(qū)間的渦振幅值點(diǎn)，無量綱幅值分別為18.0/1 000和30.5/1 000，對應(yīng)來流風(fēng)速分別為5.0 m/s和12.2 m/s，振動(dòng)卓越頻率分別為5.88 Hz和5.98 Hz，并且對應(yīng)同一模型斷面，橫風(fēng)向特征尺寸均為40 mm，因此，按照Strouhal定律可以計(jì)算得到兩個(gè)不同的參數(shù)值，分別為0.2和0.08。

3.2尾流漩渦形態(tài)

3.2.1第一個(gè)鎖定區(qū)間

第一個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)特征響應(yīng)點(diǎn)L1、J1和K1對應(yīng)風(fēng)速下單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)尾流漩渦形態(tài)變化如圖10～圖12所示。起振點(diǎn)L1振幅較小，尾流漩渦脫落也不明顯；J1測點(diǎn)對應(yīng)第一個(gè)渦振鎖定區(qū)間的幅值點(diǎn)，尾流呈現(xiàn)出了明顯的卡門漩渦脫落特征，單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)有兩個(gè)漩渦分別從模型的上下表面脫落，形成了豎向自由度的簡諧氣動(dòng)升力；K1對應(yīng)著鎖定區(qū)間的下降段，單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)，尾流漩渦脫落總體上也表現(xiàn)出了卡門渦街特征，但漩渦特征相對于J1測點(diǎn)已經(jīng)明顯弱化[13]。

3.2.2第二個(gè)鎖定區(qū)間

第二個(gè)渦振鎖定區(qū)間單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)L2、J2、K2特征響應(yīng)點(diǎn)的尾流變化分別如圖13～圖15所示。而從圖中可以觀察到，與第一個(gè)鎖定區(qū)間出現(xiàn)的卡門漩渦特征明顯不同的是，第二個(gè)鎖定區(qū)間內(nèi)三個(gè)特征響應(yīng)點(diǎn)的尾流特征沒有漩渦脫落，而是表現(xiàn)出“魚尾擺動(dòng)”的形態(tài)，尾流擺動(dòng)幅度與模型振動(dòng)位移幅值是正相關(guān)的關(guān)系。值得注意的是，同一個(gè)結(jié)構(gòu)斷面出現(xiàn)兩個(gè)渦振鎖定區(qū)間通常發(fā)生在截面寬高比大于4的扁平的鈍體斷面。本文研究的矩形斷面寬高比為6，所觀測到的第一個(gè)鎖定區(qū)間為卡門渦街尾流形態(tài)，而第二個(gè)鎖定區(qū)間內(nèi)的尾流中卡門渦街不明顯而呈現(xiàn)出“魚尾擺動(dòng)”，這實(shí)際上與文獻(xiàn)中Tamura兩自由度尾流振子模型中描述的渦激振動(dòng)形成機(jī)理較為吻合，前后兩個(gè)渦振鎖定區(qū)間的Reynolds數(shù)相差將近兩倍，這可能就是尾流形態(tài)發(fā)生改變的原因之一[14-15]。

圖4 測點(diǎn)L1豎向自由度響應(yīng)Fig.4DynamicresponsesofverticalDOFofpointL1圖5 測點(diǎn)J1豎向自由度響應(yīng)Fig.5DynamicresponsesofverticalDOFofpointJ1圖6 測點(diǎn)K1豎向自由度響應(yīng)Fig.6DynamicresponsesofverticalDOFofpointK1

圖7 測點(diǎn)L2豎向自由度響應(yīng)Fig.7DynamicresponsesofverticalDOFofpointL2圖8 測點(diǎn)J2豎向自由度響應(yīng)Fig.8DynamicresponsesofverticalDOFofpointJ2圖9 測點(diǎn)K2豎向自由度響應(yīng)Fig.9DynamicresponsesofverticalDOFofpointK2

圖10 單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)測點(diǎn)L1尾流漩渦形態(tài)變化規(guī)律Fig.10ThevorticeschangingrulesinoneoscillationcycleofpointL1圖11 單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)測點(diǎn)J1尾流漩渦形態(tài)變化規(guī)律Fig.11ThevorticeschangingrulesinoneoscillationcycleofpointJ1圖12 單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)測點(diǎn)K1尾流漩渦形態(tài)變化規(guī)律Fig.12ThevorticeschangingrulesinoneoscillationcycleofpointK1

3.3氣動(dòng)力響應(yīng)

圖16為數(shù)值計(jì)算得到的豎向自由度頻比響應(yīng)曲線，圖中橫坐標(biāo)為無量綱風(fēng)速，縱坐標(biāo)為頻率比值響應(yīng)，即不同風(fēng)速下模型尾流漩渦脫落或者擺動(dòng)頻率與模型豎向自由度固有頻率的比值。從圖中可以觀察到兩個(gè)明顯的渦振鎖定區(qū)間，在這兩個(gè)區(qū)間內(nèi)，尾流頻率與模型固有頻率基本一致，在整個(gè)區(qū)間內(nèi)鎖定，而在區(qū)間外，尾流頻率隨風(fēng)速的增加而呈線性增長趨勢，符合Strouhal定律的特征。

圖13 單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)測點(diǎn)L2尾流漩渦形態(tài)變化規(guī)律Fig.13ThevorticeschangingrulesinoneoscillationcycleofpointL2圖14 單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)測點(diǎn)J2尾流漩渦形態(tài)變化規(guī)律Fig.14ThevorticeschangingrulesinoneoscillationcycleofpointJ2圖15 單個(gè)振動(dòng)周期內(nèi)測點(diǎn)K2尾流漩渦形態(tài)變化規(guī)律Fig.15ThevorticeschangingrulesinoneoscillationcycleofpointK2

圖16　渦振鎖定區(qū)間頻率響應(yīng)曲線Fig.16 Frequency response curves in vortex-induced vibration curves

圖17為數(shù)值計(jì)算得到的相位差響應(yīng)，橫坐標(biāo)同樣為無量綱來流風(fēng)速，而縱坐標(biāo)則為氣動(dòng)升力與豎向自由度位移響應(yīng)之間的相位差。從圖中可以看出，在兩個(gè)分離的渦振鎖定區(qū)間內(nèi)，隨著渦振區(qū)間的發(fā)展，氣動(dòng)升力與位移響應(yīng)之間均存在著相位差，并且不是恒定的，表現(xiàn)出隨著鎖定區(qū)間的發(fā)展而逐步增大的特征，也即說明在同一個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)，氣動(dòng)升力與位移響應(yīng)之間的相位差是在不斷增大的。以第一個(gè)渦振鎖定區(qū)間為例，圖18對應(yīng)L1、J1和K1三個(gè)特征響應(yīng)點(diǎn)的氣動(dòng)升力時(shí)程與位移響應(yīng)時(shí)程的對應(yīng)關(guān)系，隨著渦振區(qū)間的發(fā)展，位移響應(yīng)幅值先增大后減小，氣動(dòng)升力幅值也是先增大后減小，而氣動(dòng)升力與位移響應(yīng)之間的相位差卻是在持續(xù)增大的。L1和J1測點(diǎn)處相位差基本在30°以內(nèi)，氣動(dòng)升力總體上在為模型的振動(dòng)提供能量，而當(dāng)渦振區(qū)間發(fā)展到K1點(diǎn)，氣動(dòng)升力與位移響應(yīng)之間的相位差已經(jīng)達(dá)到120°，此時(shí)，氣動(dòng)升力實(shí)際上是在抑制著模型的振動(dòng)。

圖17　渦激氣動(dòng)力與位移響應(yīng)相位差Fig.17 The phase differences between vortex shedding forces and displacement

圖18　第一個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)渦激氣動(dòng)力與位移響應(yīng)相位差時(shí)程對比Fig.18 The time history of phase differences between vortex shedding forces and displacement of the first lock-in

4結(jié)論

(1) 采用Fluent流固耦合分析實(shí)現(xiàn)了模型風(fēng)洞試驗(yàn)中觀察到的兩個(gè)分離的渦振鎖定區(qū)間現(xiàn)象的數(shù)值模擬，在起振風(fēng)速點(diǎn)、區(qū)間跨度以及渦振幅值關(guān)系上，計(jì)算值與試驗(yàn)實(shí)測值均吻合良好；

(2) 數(shù)值計(jì)算結(jié)果顯示，第一個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)的尾流總體呈現(xiàn)出卡門漩渦的形態(tài)特征，而第二個(gè)鎖定區(qū)間內(nèi)特征響應(yīng)點(diǎn)的尾流中基本沒有卡門漩渦對的出現(xiàn)，而是表現(xiàn)出“魚尾擺動(dòng)”的尾流形態(tài)，擺動(dòng)幅度越大，模型位移響應(yīng)幅值越大，并沒有觀察到明顯的卡門渦與模型表面運(yùn)動(dòng)渦相互作用的現(xiàn)象；

(3) 兩個(gè)渦振鎖定區(qū)間內(nèi)，氣動(dòng)升力與位移響應(yīng)之間的相位差始終存在，并且隨著渦振區(qū)間的發(fā)展而不斷增大，在渦振區(qū)間的下降段，該相位差甚至達(dá)到120°，此時(shí)的氣動(dòng)力實(shí)際上是抑制模型振動(dòng)的。

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Numerical simulation for two separate vortex-induced vibration lock-in intervals of bridge sections

HUANG Li1, ZHOU Shuai2, LIANG Peng3

(1. College of Water Conservancy and Civil Engineering, South China Agricultural University, Guangzhou 510642, China;2. Wind Engineering Research Center, Hunan University, Changsha 410082, China;3. The First Engineering Company of CCCC Fourth Harbor Engineering Co. Ltd., Guangzhou 510500, China)

For some bridge sections or similar bluff bodies with a large aspect ratio, two separate vortex-induced vibration (VIV) lock-in intervals of the same model shape can be observed in the same section model wind tunnel tests, and the dominant oscillation frequencies of the two lock-in intervals are the same, these do not agree with the traditional Strouhal law. In order to get a further understanding aerodynamic mechanism of these oscillations, a rectangular section with an aspect ratio of 6 was taken as a study object, and based on its 2D section model wind tunnel tests parameters and results, Fluent-based numerical simulations were performed. The simulation results agree well with test ones in both lock-in ranges and amplitude responses. Then, more details about aerodynamic forces and wake vortices were obtained using the post processing of Fluent. The study showed that the wake vortices of the first VIV lock-in interval is the typical Karmen vortex mode, while the second one is full different from the first one, its wake vortices are observed to be “fish tail waving” mode; in the two separate lock-in intervals, there is always a phase difference between aerodynamic lift and vertical displacement response, and the phase difference continuously increases with developing of the lock-in interval; moreover, the jump of the phase difference of the first lock-in interval is bigger than that of the second one.

bridges; vortex-induced vibration; lock-in interval; numerical simulation; wake vortices

10.13465/j.cnki.jvs.2016.11.008

國家自然科學(xué)基金(91215302;51278189);廣東省自然科學(xué)基金(2015A030310164)

2015-09-01修改稿收到日期：2015-12-04

黃俐 女，博士，講師，1984年生

U446.1

A