圓角化對受迫振動方柱繞流特性影響機理分析1)

程友良 焦慎俐 許 強 劉 鑫

(華北電力大學(保定)動力工程系,河北保定 071000)

引言

柱體繞流這一現象普遍存在于自然界,最早注意到這一現象的是意大利著名畫家達·芬奇.法國科學家Benard 于1908 年進行了圓柱繞流實驗,最早在實驗中發現繞流圓柱后出現的渦旋脫落現象.1911 年馮·卡門教授對圓柱繞流后的渦旋脫落現象進行了理論推導,確定了渦旋生成的條件[1].1925 年,Relf 等[2]通過在均勻水流中噴射油的方法,對Re=1100、自轉速比為0～ 10.4 時旋轉圓柱的流場進行攝影,得到了5 種轉速比流場的概貌.1959 年,Taneda[3]對圓柱繞流的尾流和渦街進行實驗研究,結果表明當Re>45 時尾流處出現卡門渦街,且渦在下游發展處形成了二次卡門渦街.基于實驗和數值模擬的方法,Tamura 等[4-7]通過對方柱繞流研究,發現相較于尖角方柱,圓角r/D=1/6 方柱的平均阻力和升力有一定的減小.Kawai[8]通過方棱柱和矩形棱柱的風洞實驗,指出圓角、切角、凹角3 種處理方法中,圓角化處理對方棱柱的氣動彈性不穩定性抑制效果最好,風致振動的幅值隨著圓角參數的增大而減小.Hu 等[9]基于不同轉角半徑方柱的近尾跡實驗研究,指出當r/D從0 增大到1/2 時,脫落渦的最大強度逐漸減弱,與渦旋相關的環流逐漸減小50%,斯特勞哈爾數St增大約60%,渦旋對流速度隨尾跡寬度增加約25%,渦旋形成長度和尾跡閉合長度增加近一倍.Shadaram 等[10]通過風洞試驗對矩形柱體的繞流進行研究,結果表明尾流處的湍流強度與方柱的長寬比有關,但在高雷諾數下斯特勞哈爾數(St)基本不變.Kumar 等[11]基于實驗研究指出圓角參數對繞流體的流動特性有顯著影響,且r/D值越高,尾跡附近的脫落越均勻,并可以抑制圓柱體可能發生的失穩.工程上通過對方柱角部的處理(如圓角、切角、凹角等),達到降低流致振動,減小流動阻力和脈動升力的效果[12-16].Zhao 等[17]通過數值研究指出,在Re=200 的情況下,當圓角參數r/D=0.1 時,圓角完全抑制了馳振;當圓角參數r/D=0.01 時,對馳振的抑制作用不大;當圓角參數r/D為0.03 和0.05 時,圓角有效地抑制了馳振,馳振幅度極小;振動頻率是位移的主頻,渦脫落頻率是升力系數的主頻.Rocchio 等[18]基于大渦模擬指出圓角化柱體的流動特征與尖角柱體的流動特性有明顯的差異,即使r/D的值很小,平均回流區的長度也會顯著增加.文獻[19-24]基于柱體繞流,更好地分析高層建筑、架空線路在風中的性能,改進結構,提高安全系數.

受迫振動作為一種簡化的運動形式相對容易實現,并且流致振動和受迫振動的流場信息在一定程度上具有相似性,許多學者將研究重心放在受迫振動問題上.Bishop 等[25]較早進行了圓柱受迫振動的研究,對圓柱流向以及橫向的受迫振動進行了實驗.Bearman 等[26-27]對低雷諾數下橫流振動圓柱的流動進行研究指出最大振幅出現在鎖定區域的下限附近,而從靜止狀態發展起來的柱體振幅和已經振動柱體的自由流速度之間的最終響應沒有明顯的差別;當振幅大于0.6D時,觀察到不對稱的渦旋脫落模式.Sarpkaya[28]曾提出,渦激振動研究的目的是根據受迫振動的結果來預測自激振動的運動和受力情況,或是通過自激振動的研究結果來預測受迫振動的升力、阻力系數等情況.Yokoi 等[29]對三維圓柱受迫振動進行數值模擬和實驗,發現了沿展向方向渦旋脫落的不同時性,并指出三維效應對渦脫模態的影響.平煥等[30]對低雷諾數下的直圓柱和波浪型圓柱橫向受迫振動進行了數值模擬研究,通過改變圓柱振動的頻率和振幅,來分析二者所受升力、阻力及鎖定區間,并且觀察到鎖定區間內二者尾渦模式有所不同.Ma 等[31]基于受迫振動實驗,對方柱脈動橫向力特性與氣動彈性不穩定現象之間的聯系進一步分析研究,對非定常力特性與氣動彈性振動幅值之間的關系提出了新的見解.劉俊等[32]通過實驗研究分析指出渦激振動遲滯現象通常伴隨振動的幅值階躍和頻率躍遷.Huang 等[33]指出無論運動方向如何,如果流體與振動圓柱之間的相對速度的最大值和最小值保持相同,則可以產生類似的尾跡結構,同時指出流動與結構之間能量傳遞的變化征兆不一定是尾跡模式的改變,而是渦旋脫落時間的改變.Qu 等[34]提出非線性耦合尾跡振子模型,它是能夠同時再現自由振動和強迫振動實驗的模型,但它存在一個重要挑戰即對于頻率有一定的限制,這是Zhang 等[35]基于已建立的硬質涂層圓柱殼非線性強迫共振特性的非線性解析公式,指出NiCoCrAlY+YSZ 硬質涂層有利于抑制柱體的過度振動.Chen 等[36]通過受迫振動法,指出柔性振動管上升力主要取決于管道本身在提升方向上的振幅,而受管道振動的自由度、旋轉方向和主振動方向的影響較小.Wang 等[37]通過對均勻流和線性剪切流中柔性長圓柱體的單頻自由振動與規定正弦運動的剛性圓柱體強迫振動進行對比研究,指出兩種情況下的水動力系數有很強的相似性,強迫振動與自由振動的尾跡截面非常相似.Chen 等[38]基于小間隙直徑比近壁圓筒在Re=200 時的流致橫向振動進行的數值模擬結果,指出運動振幅一般隨折減速度的增大而先增大后減小,沒有明顯的滯回轉變;當小間隙直徑比減小時,最大振幅減小,出現最大振幅的折合速度增大,且從圓柱上部脫落的順時針渦流仍然很強,而從圓柱下部脫落的逆時針渦流逐漸減弱,渦街向上偏轉較小.本課題組曾在超臨界雷諾數條件下,通過使用大渦模擬方法,研究了波浪型圓柱和折線形圓柱等變截面立式圓柱的繞流問題以尋找降低渦激振動的最優解.通過對繞流時的均方根升力系數對比,發現折線形圓柱的減振效率大于波浪型圓柱[39].

最近,杜曉慶等[40]針對不同風攻角分析了方柱圓角化處理后的流場作用機理,結果表明,方柱在繞流時穩定性較差,圓角化有助于改善其穩定性.但他們并未結合柱體的受迫振動進行研究分析,前人對于圓角化受迫振動柱體的深入研究也未曾有過.故本文將進一步研究圓角化對受迫振動方柱繞流特性的影響機理.為了分析圓角化對受迫振動方柱造成影響的流場作用機理,本文采用了Fluent 軟件用戶自定義函數(UDF)中的DEFINE_ CG_MOTION 宏進行編程,并采用了流場計算域區域劃分以及動網格技術中的動態層技術,在Re=200 時,考慮方柱截面不同圓角化的影響,研究了均勻流作用下5 種圓角化r/D=1/2,1/4,1/5,1/8 和0 受迫振動方柱的繞流特性,以期為受迫振動方柱繞流穩定性的提高提供參考依據.

1 數值模型

1.1 基本控制方程

對于不可壓縮的黏性牛頓流體,其控制方程為Navier?Stokes 方程.在二維直角坐標系下,連續性方程為

動量方程為

式中u和v分別為x和y方向的速度分量,p為壓力,ρ 為流體的密度,t為流體運動時間,v為流體的運動黏度系數.

1.2 動網格守恒方程

對于邊界移動的任意控制體積上的一般標量的守恒方程可以寫為

式中,V為大小和形狀都隨時間變化的控制體積,?V為控制體積的運動邊界,ug為運動網格的運動速度,u為流體速度矢量,Γ 為耗散系數,S為源項,? 為單位質量某種物理量.

對式(4)中時間導數項用一階向后差分公式可得

式中,上標n和n+1 分別代表當前和下一步的時間層,第n+1 個時間步的控制體積由下式得到

為了滿足網格的守恒定律,控制體積隨時間的導數可由下式求得

式中,nf為控制體積上面網格的數量,Aj為面j的面積矢量.

式中,?Vj是控制體上面j在時間Δt內掃出來的空間體積.

1.3 無量綱參數

無量綱參數的使用是為了把不同條件下得到的結果進行類比.受迫振動涉及到的無量綱參數有流動參數和流固耦合參數,下面將分別對這些參數進行介紹.

1.3.1 雷諾數

雷諾數是描述流體流動最基本的參數,雷諾數表示了流體微元慣性力與黏性力的比值

式中,ρ 和U分別為來流流體的密度與速度,D為柱體的特征長度,μ 為流體的動力黏度系數.

雷諾數的大小不同,所表示的物理意義也不同.黏性力傾向于使流體中的擾動衰減,而慣性力傾向于使流體中的擾動增加,因此雷諾數的大小決定了流動是處于層流還是湍流,一般當雷諾數小于2300時,流動為穩定層流;當雷諾數大于2300 時,流動為不穩定湍流.在圓柱繞流問題中,雷諾數的大小還會影響到柱體尾流渦旋的脫落形態.

1.3.2 斯特勞哈爾數

在流體流過柱體后會出現一系列交替的渦旋,斯特勞哈爾數是用于表征其渦旋脫落特性的重要相似準則數,也即渦旋脫落的無量綱頻率,用于表征渦旋脫落的快慢,是描述非定常性的重要特征參數,其表達式為

式中,fs為柱體渦旋脫落頻率,D為柱體的特征長度,U為來流流體的速度.

St數的大小與雷諾數、柱體形狀以及表面粗糙度等因素有關,其中最主要的影響因素為雷諾數.在較大的雷諾數范圍內斯特勞哈爾數的值沒有太大的變化(在亞臨界雷諾數區域內,St數穩定在0.2 左右)[41].本文Re數為200,St數也基本可視為0.2 不變.

1.3.3 升力、阻力系數

在流體流經柱體過程中,可以將柱體受到的總作用力分解為與來流方向垂直的升力和與來流方向平行的阻力兩部分.升力的產生原因是柱體尾流渦旋的脫落,升力的值隨時間周期性變化,穩定工況下時均值為0.繞流所產生的阻力包括壓差阻力和摩擦阻力,摩擦阻力的產生是由于流體的黏性.壓差阻力的產生是由于流體流經柱體產生了邊界層分離,在柱體后方渦旋脫落形成負壓區,而在柱體前方,流體由于受到阻礙速度減小壓力增加,柱體前后壓力一大一小產生壓差.雖然繞流升力與阻力產生的原因不同,但是二者均是由摩擦力與壓力構成.柱體繞流升力、阻力積分表達式如下

式中,FD和FL分別為阻力與升力,D為特征長度,p和 τ 分別為壓力和摩擦力.

對阻力、升力進行無量綱化可得阻力系數和升力系數

1.3.4 無量綱振幅

無量綱振幅為柱體振幅與柱體特征長度之比,是計算受迫振動的重要無量綱參數

式中,A為柱體振幅.

1.3.5 無量綱頻率

無量綱頻率為柱體受迫振動的驅動頻率與靜止柱體自然瀉渦頻率之比

式中,fs為柱體渦旋脫落頻率,fe為柱體受迫振動的驅動頻率.

無量綱頻率在受迫振動中是十分關鍵的無量綱數,它的改變會影響到鎖定區間以及尾渦模態.

1.4 計算域及模型網格

本文中雷諾數為200,計算域為40D×20D的矩形,方柱中心距離上游入口距離為10D,距離下游出口為30D,距離上下對稱邊界距離為10D,其中D為方柱棱邊邊長.流體從左向右流動,左側上游為速度入口,右側下游為壓力出口,上下兩側邊界為對稱邊界,方柱為無滑移壁面.流場劃分網格時采用結構網格,由于方柱進行受迫振動需要采用到動網格,為避免計算域內的所有網格都運動而影響計算效率,在距方柱中心左右3D處各設置一個滑移面來分割靜止網格與動網格,如圖1 所示.

圖1 計算域示意圖Fig.1 Schematic diagram of the calculation domain

網格的運動通過Fluent 中的UDF 實現,利用剛體的運動宏(DEFINE _CG_MOTION)把方柱的速度傳遞給網格,網格進一步通過動態層法進行更新,在上下邊界處對網格進行分裂和合并.在方柱周圍的網格劃分較密,遠離方柱處網格劃分稀疏,取壁面法向第一層網格高度為0.004D,網格增長率為1.1.在對控制方程進行離散時,速度與壓力耦合采用SIMPLEC 算法,各物理量參數殘差控制在10?5.

通過把方柱的尖角優化為圓角從而對其進行被動控制,圓角特征參數為r/D,其中r為圓角半徑.本文選r/D=1/2,1/4,1/5,1/8 和0,5 種不同的圓角參數,對其進行柱體繞流模擬,并分析不同圓角參數對柱體繞流的影響.隨后對圓角方柱進行受迫振動的數值模擬,并將模擬結果進行比較,觀察圓角化對其受迫振動的影響.

圓角化時,計算區域與尖角方柱計算域一致.采用相同的棱邊節點數和柱體壁面法向第一層網格高度,以保證模擬結果不受網格劃分方式的影響.同樣的,為了方便動網格的生成與計算,將整個計算域通過“interface”邊界分為3 部分,中間部分為動網格和圓角化方柱所在的區域,此處網格尺寸較小,柱體壁面處網格較密.如圖2 所示為r/D=1/4 的網格劃分情況.

圖2 圓角方柱網格劃分情況Fig.2 Grid division of rounded square column

2 計算結果及分析

本文對方柱橫向受迫振動進行研究,方柱橫向受迫振動的方程為

式中y為方柱橫向運動的位移,對其求導可得到速度方程

2.1 網格無關性驗證

分別取單條棱邊上節點數為60,90,120,三種網格劃分方式觀察對結果的影響;另取節點數為90時,壁面法向第一層網格高為0.002D,0.01D進行無關性驗證,并與文獻[41-45]實驗和數值模擬結果做對比進行正確性驗證,如表1 所示.

從表1 中可以看出,當單條棱邊節點數為90 時,其阻力系數和St與其他實驗和數值模擬結果吻合較好,且網格高度為0.002D和0.004D模擬所得結果相近.在確保正確性的前提下,考慮到計算時間,故選擇棱邊節點數為90,第一層網格高度為0.004D的網格劃分方式進行后續模擬計算.

表1 靜止方柱擾流結果比較Table 1 Comparison of perturbation results of stationary square column

2.2 模型驗證

在驗證網格無關性與邊界條件設置正確性后,對圓柱r/D=1/2 受迫振動進行模擬以驗證模型及自編UDF 的準確性.圓柱受迫振動與自激振動均包含流向振動和橫向振動,而在實際渦激振動中流向振動振幅相對于橫向振動振幅普遍較小,鑒于大多數學者將研究重點放在橫向振動上,因此本文也將進行柱體橫向受迫振動的模擬研究.

對圓柱受迫振動的研究主要是在不同的振幅和振動頻率下對其升力、阻力系數,鎖定區間以及尾渦脫落模式進行分析.在流體力學問題的研究中,為使研究的結果更加直觀和準確,通常引入無量綱參數進行分析研究,本文引入無量綱振幅A*與無量綱頻率F,由前述提及的St公式以及St值可知fs=0.386.本文對無量綱振幅為0.2 下不同無量綱頻率的受迫振動進行模擬,圖3 為不同頻率下的升力、阻力系數歷時曲線.

由圖3 可知,在不同的無量綱頻率下升力、阻力系數歷時曲線變化趨勢有所不同.在圖3(a)中可以看出升力、阻力系數存在明顯的“差拍振動”現象,數值上波動較大存在周期性.隨著無量綱頻率的增加振動進入鎖定狀態,此時升力、阻力系數曲線變為規律的正弦周期曲線,“拍”現象消失,升力、阻力系數的數值要小于靜止繞流時的數值.隨著無量綱頻率的繼續增大,受迫振動仍處于鎖定區間內,升力、阻力系數的大小隨著無量綱頻率的增大而增大.當無量綱頻率進一步增大超過鎖定區間上限的無量綱頻率時,升力、阻力系數曲線再一次出現“拍”現象,且由于無量綱頻率的增加升力、阻力系數曲線振動更加劇烈,升力系數幅值也明顯增大.將本文模擬得到的鎖定區間范圍與Bearman[26-27]研究給出同工況下鎖定區間范圍相比,可以得到基本一致的結果.F=0.75,1.15 處于鎖定區間外,F=0.85,1.05 處于鎖定區間內,同時證明了本文自編程序和模擬的正確性.文獻[42,45-46]給出關于柱體繞流三維尾跡的Re的范圍,方柱在Re≤ 300 左右,圓柱Re≈ 180,而本文選取Re=200,并根據以上驗證的準確性可知,文本選取二維是可行的.

圖3 Re=200,A*=0.2 時受迫振動的升力、阻力系數歷時曲線Fig.3 Diachronic curve of lift and drag coefficient of forced vibration when Re=200 and A*=0.2

2.3 圓角化對靜止方柱繞流的影響

圖4 為靜止方柱在不同圓角參數下的阻力系數和升力系數的歷時曲線.從圖4 中可以看出,由于圓角的存在,方柱繞流時阻力系數會有明顯的減小,r/D=0,1/8,1/5,1/4 時隨著圓角半徑的增加,減阻效果越來越好,在選取圓角參數為r/D=1/4 時,減阻效果最佳;r/D=1/2 時較于圓角化方柱r/D=1/8,1/5,1/4,其阻力系數增加,減阻效果下降;同樣,當方柱圓角化r/D=0,1/8,1/5,1/4 時,其升力系數也有明顯的減小,但隨著圓角的增大其減小程度不如阻力系數明顯;r/D=1/2 時較于圓角方柱,其升力系數增加,減阻效果較差.Tamura 等[4]曾對圓角方柱和尖角方柱的氣動特性進行了繞流模擬對比,其結果顯示圓角方柱的氣動阻力較尖角方柱明顯減小,與本文模擬結果相符,從而再次驗證了本文模擬結果的正確性.

圖4 不同圓角半徑下的繞流參數Fig.4 Flow parameters under different fillet radii

圖5 為r/D=1/4 和r/D=0 時的繞流渦量圖,從圖5 中可以看出當方柱存在圓角時其脫落渦旋之間的間隔變小,也即渦旋脫落的頻率加快,但其尾部渦旋脫落寬度有所變窄,渦量在數值上也較小于尖角方柱,因此阻力減小.綜上所述,對方柱進行圓角化可以降低阻力而升力降低較小,故能提高其繞流穩定性.

圖5 方柱繞流渦量圖Fig.5 Vorticity of the flow around the square column

2.4 圓角化對受迫振動方柱的影響機理分析

通過前文的模擬,圓角參數為r/D=1/4 的方柱有著較小的升力、阻力系數,故對方柱進行圓角化可有效減阻.本節將通過模擬不同圓角參數下的受迫振動方柱,分析圓角化對受迫振動方柱繞流的影響機理.

2.4.1 圓角化能改變其鎖定區間范圍

(1)圓角參數r/D=1/4

在無量綱振幅A*為0.2 和0.4 的工況下對不同無量綱頻率的受迫振動進行模擬,觀察其升力、阻力系數歷時曲線及鎖定區間.

圖6 A*=0.2 時圓角方柱不同無量綱頻率下的升力、阻力系數歷時曲線Fig.6 Duration curve of the lifting resistance coefficient under different dimensionless frequency of square columns with rounded corners when A*=0.2

圖7 A*=0.4 時圓角方柱不同無量綱頻率下的升力、阻力系數歷時曲線Fig.7 Duration curve of the lifting resistance coefficient under different dimensionless frequency of square columns with rounded corners when A*=0.4

由圖6 和圖7 可知,圓角參數為r/D=1/4,在A*=0.2 工況下,當F=0.85 時振動為差拍振動,F=0.9 時受迫振動就已經進入鎖定區間;當F=1.15 時仍處于鎖定,F=1.2 時又進入了差拍振動狀態.由此可以推斷出A*=0.2 下圓角方柱的受迫振動鎖定區間.同理,在A*=0.4 工況下,當F=0.75 時振動為差拍振動,F=0.8 時受迫振動就已進入鎖定區間;當F=1.2 時處于鎖定,F=1.25 時又進入了差拍振動狀態.由以上模擬結果可知,隨著圓角方柱受迫振動振幅的增大,其鎖定區間范圍也隨之增加.圓角化方柱同時具有方柱和圓柱的某些性質,在繞流過程中流場的變化不及尖角圓柱劇烈,且在振動過程中也不存在由馳振向渦激振動轉變的情況,可提高其振動穩定性[41-44].

(2)圓角參數r/D=1/8

同樣對無量綱振幅A*為0.2 和0.4 的工況下對不同無量綱頻率的受迫振動進行模擬.

結合圖8 和圖9 可知,r/D=1/8 圓角方柱在A*=0.2 工況下當F=0.8 時振動為差拍振動,F=0.85 時受迫振動就已經進入鎖定區間;當F=1.2 時處于鎖定狀態,F=1.25 時又已進入差拍振動狀態.在A*=0.4 工況下當F=0.7 時振動為差拍振動,F=0.75 時受迫振動已進入鎖定區間;當F=1.2 時處于鎖定狀態,F=1.25 時又進入了差拍振動狀態.

由此可知,r/D=1/8 參數下的圓角方柱其鎖定區間范圍同r/D=1/4 類似,隨著振幅比的增加而增寬,一方面說明了圓角方柱流場性質相似,另一方面相互驗證了模擬結果的準確性.圓角半徑越大,其鎖定區間范圍越小,振動穩定性越好.

(3)圓角參數r/D=0

同樣對r/D=0 參數下的圓角方柱,無量綱振幅A*為0.2 和0.4 的工況下對不同無量綱頻率的受迫振動進行模擬.當A*=0.2 時,在F=0.8 時振動表現為“差拍振動”,當F=0.85 時就已經進入了鎖定狀態,相對于A*=0.4 時較為提前;在F=1.25 時,仍處于鎖定區間內,鎖定區間的下限較A*=0.4 工況后移.方柱在A*=0.2 下的鎖定區間長度較A*=0.4 時寬,且由圖10 和圖11 可知,各個無量綱頻率下的阻力系數均較A*=0.4 時小.在鎖定區間內,隨著無量綱頻率的增加阻力系數也會相應增加.由前述運動方程可知,當A較小時,方柱運動速度也較小,流場在相同的時間內變化不劇烈,方柱在流場內受到的阻力也就隨之降低.隨著無量綱頻率的增加,方柱運動速度幅值增加,同時在流場中受到的阻力也增加.

圖8 r/D=1/8,A*=0.2 時圓角方柱不同無量綱頻率下的升力、阻力系數歷時曲線Fig.8 Duration curve of lifting resistance coefficient under different dimensionless frequency of rounded square column with r/D=1/8 and A*=0.2

圖9 r/D=1/8,A*=0.4 時圓角方柱不同無量綱頻率下的升力、阻力系數歷時曲線Fig.9 Duration curve of lifting resistance coefficient under different dimensionless frequency of rounded square column with r/D=1/8 and A*=0.4

圖10 r/D=0,A*=0.2 時圓角方柱不同無量綱頻率下的升力、阻力系數歷時曲線Fig.10 Duration curve of lifting resistance coefficient under different dimensionless frequency of rounded square column with r/D=0 and A*=0.2

圖11 r/D=0,A*=0.4 時圓角方柱不同無量綱頻率下的升力、阻力系數歷時曲線Fig.11 Duration curve of lifting resistance coefficient under different dimensionless frequency of rounded square column with A*=0.4,r/D=0

當A*=0.4 時,在F=0.85 時升力、阻力系數均呈不規則的振動狀態,阻力系數的“差拍振動”現象較升力系數明顯.這是由于方柱振動既受到了給定驅動頻率的作用,又受到了靜止方柱自然瀉渦頻率的影響.當無量綱頻率繼續增大到0.9 時,這種現象消失,升力、阻力系數變為較規則的等幅值振動狀態,當無量綱頻率增加到1.25,升力、阻力系數曲線再次出現拍動現象,由此可以推斷出方柱在A*=0.4 下的鎖定區間.從圖11 中還可以看出,當方柱處在非鎖定區間時,其升力、阻力系數幅值較大,造成這一現象的原因是方柱前緣后緣都有尖銳的棱邊,其渦旋脫落點是固定的,會使得本就處于“差拍振動”的流場變得更加復雜.與Bearman[26-27]研究的同雷諾數同無量綱振幅下圓柱的鎖定區間相比,方柱的整體鎖定區間更偏向于無量綱頻率大于1 處.

2.4.2 圓角化能改變升力、阻力大小

由上所述,圓角參數為r/D=1/5 時,其基本性質及無量綱參數變化趨勢會與前兩種圓角化r/D=1/4,1/8 方柱相似,本小節著重對比不同圓角參數下的升力、阻力系數均值及最值的大小.

由圖11 可知,在各個對應工況下,尖角方柱的升力系數和阻力系數均大于圓角方柱的升力、阻力系數.且隨著方柱圓角半徑的增加,升力、阻力系數數值也越來越小,對方柱進行圓角化被動控制的效果也越加明顯.

不同圓角參數下的阻力系數曲線趨勢較為一致,由圖11 可知尖角與圓角的鎖定區間差別較大,圓角方柱的鎖定區間隨著振幅比的增加而有所增加,與圓柱的變化趨勢較為一致.對比圖12(a)和圖12(c)不同圓角參數下的阻力系數曲線可知,在鎖定區間內阻力系數的數值相差較小,振幅比的提高使得圓角減阻作用減弱.另可觀察到,尖角方柱的鎖定區間偏向于無量綱頻率大于1 處,而經過圓角化后的方柱,其鎖定區間整體左移,且鎖定區間范圍有所減小.

在升力系數曲線圖12(b)和圖12(d)中,可以明顯觀察到尖角方柱在鎖定區間內其升力系數是逐漸減小的,而優化過后的圓角方柱隨著圓角半徑的增大和振幅比的提高,其升力系數在鎖定區間內逐漸增大.在低振幅比和低圓角半徑下,升力系數值雖呈下降趨勢,但下降斜率不及尖角方柱的大,升力系數的數值也較小.由于方柱自身形狀的原因,在其發生振動時會在低無量綱頻率下先發生馳振,馳振振動劇烈,在橫向振動時代表振動劇烈程度的升力系數自然也會較大,隨著無量綱頻率的增大,振動由馳振向渦激振動轉變,升力系數也隨之減小.等到振動完全轉變為渦激振動時,升力系數達到最小值,在這之后隨著無量綱頻率的增加,升力系數又隨之變大.馳振通常發生于帶有尖銳棱邊的柱體,例如方柱和三角形柱等,同樣會造成結構體的安全性問題.本文通過對方柱進行圓角化處理,可有效減弱馳振的發生.且通過圓角化的處理,使方柱的振動性質更接近于圓柱和六邊形柱體,提高了振動的穩定性和安全性[41].

圖12 不同圓角參數下的升力、阻力系數圖Fig.12 Lifting resistance coefficients under different fillet parameters

2.4.3 圓角化能改變尾渦脫落范圍

由圖13 所示,當方柱靜止時尾流處出現卡門渦街,尾渦模態呈現為經典的2S 模態.當方柱處于受迫振動的鎖定區間內時,尾渦模態與靜止方柱相似同為2S,渦與渦之間的間距受自身振動頻率的影響,頻率越大間距越小.當方柱受迫振動還未進入鎖定區間時,其尾流場較為復雜,渦旋之間的流向間距變大,尾渦模態表現為P+S 模態.當方柱受迫振動遠離鎖定區間時,隨著自振頻率的增大渦旋之間的流向間距進一步減小,而橫向間距逐漸拉大,在下游較遠處形成兩列渦旋.而圓柱分別在相同工況下受迫振動時,尾渦脫落模式始終呈現為2S 模態,其脫落渦旋的間隔與自振頻率有關.由圖13 還可知,圓柱的渦旋脫落點并不固定,方柱的渦旋脫落點固定在后緣棱邊處,方柱渦旋脫落后,會在方柱后緣處形成較大的負壓區,負壓區的出現會使得速度變化劇烈,這是導致方柱和圓柱受迫振動差別較大的主要原因之一.

圖13 等值線渦量圖Fig.13 Contour line vorticity diagram

圖14 為圓角化受迫振動方柱在A*=0.2 時的渦量圖.由圖14 可知,圓角方柱不論是在進入鎖定區間之前還是在離開鎖定區間后,其尾渦脫落模式均為2S,與同工況下受迫振動圓柱的尾渦脫落模式相似.尖角方柱未進入鎖定區間時,其脫落模式為P+S 且尾跡寬度較大;在高無量綱頻率下,二者渦旋脫落模式均為2S,但圓角方柱的尾跡寬度較尖角方柱窄且脫落渦旋之間的間隔較大,渦旋脫落頻率較慢,負壓區有所減小和后移,流場較為穩定.由于圓角的存在,其渦旋脫落點下移至圓角后緣處,進而使得分離層更易相遇,減弱了流場的擾動,因此圓角越大減阻效果越好.相較之下,方柱圓角化后尾渦流場情況更接近圓柱.綜上所述,對方柱進行圓角化可改變方柱在振動時受到的外力,有效減弱振動時流場的復雜程度及振動劇烈程度,雖不及圓柱流場穩定,但仍可大幅提高柱體振動安全性.

3 結論

對Ansys Fluent 進行二次開發,并對流場計算域進行區域劃分以便利用動網格技術中動態層法實現柱體受迫振動,從而實現對受迫振動柱體繞流流場的流固耦合模擬.在Re=200 時,對均勻流作用下圓角化r/D=1/2,1/4,1/5,1/8 和0 受迫振動方柱的繞流進行數值模擬研究,分析了圓角化受迫振動方柱的升力、阻力系數、尾流渦量和鎖定區間的變化規律,澄清了圓角化對受迫振動方柱穩定性的影響機理.得到如下主要結論:

圖14 r/D=1/4 時受迫振動方柱尾流渦量圖Fig.14 Vorticity diagram of forced vibration square column wake when r/D=1/4

(1)與尖角方柱相比,圓角化方柱的升力、阻力系數更小,且隨著圓角半徑的增加,升力、阻力系數會進一步減小,不同圓角參數下阻力系數曲線的趨勢較為一致;圓角化方柱振動時的尾渦流場與圓柱相似,低振幅比下圓角方柱的渦旋脫落模式均為2S 模態,尾流渦旋形狀更加規則,渦旋脫落尾跡更窄,流場劇烈程度更小;圓角方柱鎖定區間范圍有所減小,且圓角半徑越大,鎖定區間越小,圓角化方柱鎖定區間更偏向關于F=1 對稱.

(2)更進一步地,圓角化方柱隨著圓角半徑的增大和振幅比的提高,其升力系數在鎖定區間內逐漸增大;圓角化方柱可有效減弱方柱振動時的馳振效應,使方柱的振動與圓柱的振動相似,大大提高柱體振動時的安全穩定性.

本文通過二維數值計算,在低雷諾數Re=200下,對不同圓角化方柱進行研究分析,為研究柱體二維向三維流動轉變對應的臨界雷諾數提供一定參考.應用本文方法可進行多體模型以及多自由度的模擬.對于工程實際如海底電纜等低流速下的安全穩定性具有一定參考意義.由于實際工程中雷諾數往往較高,故可把雷諾數增大,采用合適的湍流模型,對不同截面柱體的受迫振動進一步研究分析.本文中數值計算的柱體受迫振動均是在垂直于來流的橫向進行的,而在實際工程領域,柱體不僅在橫向有運動,同時在來流方向也會有運動,因此進行多自由度的受迫振動研究更具有工程實際意義.