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Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 14236 (2023) Citar este artículo

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Este estudio utilizó una simulación de grandes remolinos en 3D para investigar la fuerza de arrastre del viento cruzado en un cilindro cuadrado sometido a una fluctuación transversal del viento. Se emplearon dos métodos distintos para generar la fluctuación: una función sinusoidal prescrita en el límite de entrada y una barrera contra el viento. La frecuencia se normalizó en la misma forma del número de Strouhal. La fluctuación transversal del viento con una frecuencia normalizada superior a 0,05 tiende a excitar transversalmente el cilindro cuadrado con la misma banda de frecuencia. El efecto de frecuencia también existe en el cilindro cuadrado ubicado a favor del viento frente a un obstáculo de la mitad del tamaño del cilindro cuadrado. Sin embargo, un obstáculo de 2,5 veces el tamaño del cilindro cuadrado genera una fluctuación del viento cruzado con una frecuencia normalizada de 0,04, que no puede excitar el cilindro cuadrado transversalmente. El efecto de frecuencia de la barrera contra el viento se amortigua significativamente con la distancia y desaparece entre 8 y 10 veces el tamaño del cilindro cuadrado.

A medida que el uso de materiales ligeros en arquitectura continúa creciendo junto con el desarrollo económico y tecnológico, la cuestión de mitigar la respuesta del viento cruzado en edificios de gran altura se ha vuelto cada vez más importante para la seguridad y la habitabilidad1. Cuando fuertes vientos se acercan al edificio, las turbulencias y los vórtices de estela pueden causar cargas inducidas por el viento en la dirección transversal de los edificios altos2,3,4,5. A medida que disminuye la rigidez del edificio, la frecuencia de generación de vórtices caracterizada por el número de Strouhal (St) puede acercarse a la frecuencia inherente de la estructura del edificio. A medida que aumenta la velocidad del viento, la frecuencia de vibración de la estructura sigue la frecuencia de formación del vórtice. Una vez que se produce el bloqueo de frecuencia, la frecuencia de vibración se bloquea en la frecuencia natural, y la amplitud del movimiento aumenta significativamente en comparación con el estado sin bloqueo6,7. Por lo tanto, es crucial investigar la respuesta dinámica de los edificios en la dirección transversal bajo las acciones del viento y predecir las condiciones que conducen al estado de bloqueo, garantizando así el funcionamiento seguro de los edificios de gran altura6,7,8,9,10 ,11.

China ha estado impulsando la tendencia de Manhattanización, con 51 de los 100 rascacielos más importantes del mundo terminados en todo el país, con 6 de los 10 rascacielos más altos ubicados allí, según la base de datos global de edificios altos CTBUH12. Esta centralización de los edificios de gran altura cambia las fluctuaciones de la carga de viento que experimenta la estructura. Además, el efecto de los obstáculos de corto alcance dificulta la predicción de las fuerzas excitadas por vórtices que actúan sobre edificios de gran altura. Este fenómeno también se observa en estructuras de vigas cajón de puentes de luces largas, donde las fluctuaciones de la velocidad del viento no siguen la distribución normal incluso en escalas mayores13,14. La correlación entre la vibración inducida por vórtices (VIV) de los edificios de gran altura y las fluctuaciones del viento en la superficie de la estructura es insuficiente. La fluctuación en el campo de viento puede causar fluctuaciones de presión en la superficie del edificio con el tiempo, lo que hace que la respuesta de la vibración del viento bajo campos de viento fluctuantes sea una cuestión científica crítica15.

Además, la mayoría de los edificios de gran altura tienden a estar en zonas urbanas urbanizadas, como los distritos comerciales centrales (CBD). Debido a la alta variabilidad de la superficie subyacente en las áreas urbanas, la interacción del impulso entre el flujo de aire y los edificios da como resultado características turbulentas espaciales y temporales complejas. Es un desafío obtener predicciones VIV confiables basadas en datos medidos limitados o el perfil logarítmico medio de la velocidad del viento como condiciones límite de entrada9. Por lo tanto, es esencial desarrollar una comprensión más profunda del impacto de las fluctuaciones del campo de viento en los edificios de gran altura, especialmente en entornos urbanos.

En este estudio, realizamos simulaciones de grandes remolinos (LES) para investigar la fuerza excitada por vórtices (VEF) de un cilindro cuadrado bajo fluctuaciones transversales del viento. Las fluctuaciones transversales del viento se generan de dos maneras: una velocidad del viento transversal fluctuante periódica utilizada por una función sinusoidal y una barrera instalada contra el viento. Se analiza la frecuencia de la fuerza excitada por el vórtice sobre el cilindro cuadrado y se discute la influencia de la fluctuación del viento cruzado. Este estudio proporciona información sobre la fuerza de arrastre del viento cruzado de un cilindro cuadrado bajo campos de viento fluctuantes.

En informes anteriores, se aplicó el modelo LES para simular un flujo turbulento alrededor de cuerpos de acantilados16,17. En comparación con el método Reynold-Averged Navier-Stokes (RANS), el método LES es más preciso para restaurar el vórtice en un flujo turbulento. Para simular explícitamente el movimiento en la escala de longitud disipativa, los científicos utilizaron las ecuaciones de Navier-Stokes para modelar la cascada de energía18,19. Además, se introdujo un filtro de sombrero de copa de Smagorinsky para separar el campo de flujo del campo de pequeños remolinos20. El método LES demostró ser aplicable para simular la compleja vibración de puentes inducida por vórtices en ingeniería eólica21.

La Figura 1 presenta el dominio computacional alrededor de un cilindro cuadrado 3D. Un cilindro cuadrado de tamaño D = 0,2 m se expone a flujo libre. Todas las longitudes geométricas están escaladas por D. El tamaño del dominio computacional se indica mediante las escalas de longitud normalizadas Lu, Ld, Ly y Lz, que son 10, 20, 21 y 10, respectivamente. Las escalas de longitud normalizadas de Ly confirman una relación de bloques de 0,05. Para modelar con mayor precisión el flujo en la zona de separación detrás del cilindro cuadrado, se establece una zona de encriptación de rejilla alrededor del cilindro cuadrado. Las dimensiones normalizadas de las regiones cifradas se indican como L1, L2, L3 y se eligen para que sean 4, 10 y 2,5. La condición de contorno en la entrada es una entrada de velocidad donde la velocidad del viento en el sentido de la corriente está dada por \({U}_{0}\). El límite de salida es de flujo libre y los cuatro límites exteriores son simétricos.

Una vista 3D de las condiciones de contorno del dominio computacional. Se utiliza un sistema de malla no uniforme con 1,82 millones de rejillas.

La calidad de la malla afecta la estabilidad y precisión de las simulaciones. Las mallas de alta calidad también reducen los errores de cálculo no físicos22,23. En nuestras simulaciones, se introducen mallas no estructuradas. La mayoría de las mallas son hexaédricas, mientras que muy pocas son tetraédricas. La malla más pequeña está unida a la superficie del cilindro cuadrado con un tamaño de 0,0125 m, que es demasiado gruesa para resolver la capa laminar. Un enfoque alternativo cerca de la pared basado en el trabajo de Werner y Wengle24, quienes propusieron una integración analítica de la distribución de velocidad cerca de la pared según la ley de potencia, lo que da como resultado las siguientes expresiones para el esfuerzo cortante de la pared:

donde \({u}_{p}\) es la velocidad paralela a la pared, \({A}=8.3\) y \({B}=1/7\) son las constantes, y \(\Delta z\ ) es la escala de longitud del volumen de control cercano a la pared.

Los componentes de velocidad fluctuante se generan con el método del sintetizador espectral, que se basa en la técnica de generación de flujo aleatorio propuesta originalmente por Kraichnan25 y modificada por Smirnov et al.26. En este método, los componentes de velocidad fluctuantes se calculan sintetizando un campo vectorial de velocidad libre de divergencia a partir de la suma de armónicos de Fourier.

Las ecuaciones de Navier-Stokes filtradas tienen la siguiente forma:

La tensión a escala de subred resultante de la operación de filtrado se desconoce y requiere modelización. La forma compresible del tensor de tensión de la subred se define como \({\tau }_{ij}=\rho \widetilde{{u}_{i}{u}_{j}}-\rho {\widetilde{u }}_{i}{\widetilde{u}}_{j}\). La mayoría de los modelos de subred se basan en el modelo de viscosidad turbulenta. La parte dedicada del tensor de tensión a escala de subcuadrícula se modela usando la forma incompresible si el modelo de Smagorinsky \({\tau }_{ij}-\left({\tau }_{kk}{\delta }_{ij} \right)/3=-{2\mu }_{t}{\overline{S} }_{ij}\). Donde \({\mu }_{t}\) es la viscosidad turbulenta a escala de subred. \({\overline{S} }_{ij}\) es el tensor de tasa de deformación de la escala resuelta definida por \({\overline{S} }_{ij}={\widetilde{u}} _{i,j}+{\widetilde{u}}_{j,i}\). La viscosidad de remolino se modela mediante \({\mu }_{t}=\rho {L}_{S}^{2}\left|\overline{S }\right|\), donde \({L }_{S}\) es la longitud de mezcla para escalas de subcuadrícula y \(\left|\overline{S }\right|={(2{\overline{S} }_{ij}{\overline{S} } _{ji})}^{0,5}\). La longitud de mezcla se define por \({L}_{S}=min(kd, {C}_{S}, \Delta )\), donde \(k\) es la constante de von Karman, \(d\ ) es la distancia a la pared más cercana, \({C}_{S}\) es la constante de Smagorinsky y \(\Delta\) es la escala de la cuadrícula local. Se ha descubierto que un valor \({C}_{S}\) de 0,1 produce los mejores resultados para una amplia gama de flujos.

Se introduce un código de volumen finito 3D incompresible para resolver las ecuaciones de Navier-Stokes filtradas. En primer lugar, es necesario discretizar la ecuación del momento (ecuación 3). El gradiente, la presión y el impulso se discretizan con un esquema basado en celdas de mínimos cuadrados, precisión de segundo orden y un esquema de diferenciación central acotado. La formación del tránsito está discretizada con una integración temporal implícita de segundo orden acotada. El método de solución es el algoritmo PISO, que mueve el cálculo repetido de la ecuación del momento dentro de la fase de solución de la ecuación de corrección de presión. El paso de tiempo adimensional es 0,02. El número de iteraciones está limitado a 20 por paso de tiempo, mientras que el número real de iteraciones es de aproximadamente 3 a 5 por paso de tiempo. Los datos dependientes del tiempo se promedian en 3 pasos de tiempo, con un tiempo de simulación física de 20 s o 1200 en tiempo adimensional. El criterio de convergencia se establece en 0,001 porque un criterio de convergencia mayor de 0,0001 no mostró cambios significativos en los resultados, mientras que el número de iteraciones aumenta aproximadamente dos veces27.

Las ecuaciones de Navier-Stokes filtradas se integran en un intervalo de tiempo y en el volumen de control. Por lo tanto, la ecuación de momento (Ec. 3) se transforma en la forma matricial general para solución numérica como se muestra en la Ec. (4) a continuación, donde la matriz M es el coeficiente obtenido luego de discretizar la ecuación usando el método de volúmenes finitos, y la matriz de coeficientes es conocida:

El siguiente paso es descomponer la matriz de coeficientes M en matrices diagonales y fuera de diagonal, y la ecuación. (4) se convierte en la siguiente ecuación Ec. (5), donde A es la matriz diagonal y H es la matriz fuera de la diagonal.

donde \(H\) se deriva explícitamente del término de la matriz no diagonal y el término de velocidad del paso de iteración anterior, que es parte del término fuente de la ecuación de Poisson de presión.

Luego invertimos la ecuación descompuesta para obtener la ecuación de velocidad explícita:

Entonces podemos obtener la ecuación de Poisson de presión sumando la ecuación. (6) a la ecuación de continuidad:

El procedimiento de solución del algoritmo PISO se resume a continuación.

la ecuación del momento se resuelve mediante la presión inicial dada o la presión del paso de iteración anterior, pero la variable de velocidad obtenida no necesariamente satisface la ecuación de continuidad;

la presión se obtiene resolviendo la ecuación. (7);

la velocidad se modifica por la presión obtenida para satisfacer la ecuación de continuidad;

Si la velocidad no satisface la ecuación del momento, actualice la ecuación. (5) y repita el ciclo.

En este estudio, se emplean cuatro resoluciones de malla, denominadas USM1 a USM4, para probar el efecto de la cuadrícula en los resultados. La Figura 2 muestra la cuadrícula que se adelgaza gradualmente en la zona de cifrado. Los tamaños de cuadrícula en la zona de cifrado son \(1/10\it{D}\), \(1/12.5\it{D}\), \(1/16\it{D}\) y \(1 /20\it{D}\), respectivamente. Los tamaños de cuadrícula en la zona exterior del dominio de cálculo son \(1/4\it{D}\) en todos los esquemas de malla. El tamaño de la cuadrícula en la dirección z es \(1/4\it{D}\) para todos los esquemas de malla. El número total de cuadrícula de los cuatro casos es \(7.3\times {10}^{5}\), \(9.4\times {10}^{5}\), \(12.2\times {10}^{5 }\) y \(18,2\veces {10}^{5}\). En la Fig. 3 se realiza una comparación entre los resultados obtenidos por diferentes cuadrículas. Al aumentar el número de cuadrícula de USM3 a USM4, la desviación del coeficiente de resistencia y el número de Strouhal es inferior al 5%. Como resultado, USM3 es un esquema de resolución adecuado para proporcionar independencia de la red.

Cuatro resoluciones de malla con número de cuadrícula \(7.3\times {10}^{5}\), \(9.4\times {10}^{5}\), \(12.2\times {10}^{5}\) y \(18,2\times {10}^{5}\), respectivamente.

Efecto de diferentes resoluciones de malla sobre el coeficiente de arrastre y el número de Strouhal de un cilindro cuadrado aislado.

La intensidad turbulenta de USM3 definida por \({\upsigma }_{u}/\overline{u}\) se presenta en la Fig. 4, donde \({\sigma }_{u}\) y \(\overline {u}\) son la desviación estándar y la velocidad promedio en la dirección x. La intensidad turbulenta es 0.028 en la entrada del dominio de cálculo, mientras que disminuye a lo largo de la dirección x debido a que la energía cinética turbulenta se dispersa en las otras dos direcciones. La intensidad de la turbulencia finalmente se estabilizó en 0,01.

Intensidad turbulenta a lo largo del sentido de la corriente. \({x}/{d}=-10\) indica el límite de entrada y \({x}/{d}=-0.5\) indica la superficie a barlovento del cilindro cuadrado.

Para validar la precisión de los resultados de la simulación numérica actual, comparamos el número de Strouhal, el coeficiente de resistencia promediado en el tiempo y el RMS del coeficiente de resistencia con los resultados de la simulación y los experimentos presentados en Sohankar27. Las velocidades del viento entrante son 5 m/s, 8 m/s y 12 m/s, correspondientes a los números de Reynolds \(5,46\times {10}^{4}\), \(8,74\times {10}^ {4}\) y \(1,31\times {10}^{5}\), respectivamente. Como se muestra en la Fig. 5, los resultados de esta simulación numérica son cercanos a los Les 3D y a los resultados experimentales, lo que demuestra la precisión de la estrategia de simulación numérica. La configuración de la simulación se puede aplicar a ejemplos más similares.

Número de Strouhal (Sr), coeficiente de resistencia y coeficiente de resistencia RMS con respecto al número de Reynold (Re). Los resultados de la simulación 3D DNS, 3D LES y los resultados experimentales se presentan en Sohankar27.

La velocidad del viento transversal fluctúa como una función sinusoidal para simular las fluctuaciones del viento transversal. La amplitud de la función seno es 2 (m/s) y la frecuencia se denota por \({f}_{v}\). Las fuerzas globales excitadas por vórtices (VEF) que actúan sobre el modelo cuadrado son la integral de cara de la presión en la dirección transversal. Como la formación de vórtices es sincrónica, el VEF es una variable que varía en el tiempo, denotada por \({F}_{i}(t)\). Cuando la frecuencia vibratoria se acerca a la frecuencia natural de la estructura, se producen vibraciones inducidas por vórtices y la estructura falla. Por lo tanto, es necesario estudiar la dependencia de la frecuencia de vibración \({F}_{i}\) de la frecuencia de fluctuación del viento transversal de la velocidad del viento de entrada.

La Figura 6 presenta la densidad del espectro de potencia (PSD) de \({F}_{i}(t)\) transformada con FFT. Las frecuencias se normalizan mediante \({fD}/{{U}}_{0}\). En los casos con \({f}_{V}\) = 0,2 Hz, 0,5 Hz y 1 Hz, las frecuencias de vibración normalizadas de \({F}_{i}\) son 0,124, 0,125 y 0,137, que están cerca del número Sr 0.121 de \({f}_{V}\) = 0 Hz. Como se presenta en la Fig. 7, la frecuencia de vibración normalizada \(fD/{U}_{0}\) fluctúa alrededor del número de Strouhal en el rango de \({f}_{V}D/{U}_{0 }\le 0.05\), lo que indica que la fluctuación del viento cruzado de baja frecuencia tiene poco efecto sobre la vibración transversal de \({F}_{i}\). Sin embargo, la frecuencia de vibración de \({F}_{i}\) presenta un aumento lineal con \({f}_{V}D/{U}_{0}>0.05\) Hz, lo que indica que la frecuencia cruzada La fluctuación del viento excita significativamente la vibración de \({F}_{i}\).

PSD de la fuerza excitada por el vórtice que actúa sobre el cilindro cuadrado para varias frecuencias de fluctuación generadas transversalmente por una función sinusoidal en el límite de entrada.

La frecuencia de vibración de la fuerza excitada por el vórtice (f) con varias frecuencias de viento cruzado en el límite de entrada (\({f}_{V}\)).

Como hitos de las ciudades, los edificios de gran altura se encuentran principalmente en el centro. Ningún campo de viento fluctuante en la naturaleza sigue estrictamente la función seno. Sin embargo, la compleja superficie urbana subyacente puede provocar fluctuaciones periódicas en el campo de viento cerca de la superficie, lo que puede causar VIV en edificios de gran altura4. Para verificar si el efecto de frecuencia de la vibración del viento cruzado existe en el edificio detrás de una barrera, realizamos una simulación simplificada. La Figura 8 presenta el cálculo de cilindros cuadrados en tándem. Una barrera contra el viento genera la fluctuación transversal del viento en el cilindro cuadrado, mientras que se utilizan cinco intervalos (S) entre la barrera y el cilindro cuadrado. Los tamaños de la barrera se indican con H. Todos los casos computacionales de cilindros cuadrados en tándem se enumeran en la Tabla 1.

Dominio computacional de cilindros cuadrados con barrera contra el viento.

La frecuencia de las fluctuaciones transversales del viento en el cilindro cuadrado situado aguas abajo depende del tamaño de la barrera. Como se presenta en la Fig. 9, debido a la perturbación de la barrera contra el viento, la frecuencia normalizada del viento transversal que actúa sobre el cilindro cuadrado disminuye con el tamaño de la barrera contra el viento. Sin embargo, el número de Strouhal de la barrera contra el viento es de alrededor de 0,124, cercano al presente en Sohankar27.

Fluctuación transversal del viento generada por una barrera contra el viento con varios tamaños y el correspondiente número de Strouhal, S = 2 D.

La Figura 10 muestra la densidad espectral de potencia \({F}_{i}\) de la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado a favor del viento para los Casos 2-1 y 2-3 enumerados en la Tabla 1. Se detectan picos únicos en la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado a favor del viento. Con S = 2 D, la frecuencia máxima normalizada de la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado es 0,104, que es inferior al número de Strouhal de un cilindro cuadrado aislado. La interacción entre la barrera estrechamente dispuesta y el cilindro cuadrado reduce la frecuencia de vibración en un 20%. A medida que S aumenta a 5 D, la frecuencia máxima normalizada de la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado aumenta a 0,121, que está cerca del valor esperado del número de Strouhal. Además, se mejora el valor máximo de la barrera cuadrada, lo que indica vibraciones de superposición.

\({F}_{i}\) densidad del espectro de potencia de la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado a favor del viento con H = D.

La Figura 11 presenta la densidad espectral de potencia \({F}_{i}\) de la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado a favor del viento para los Casos 1–1 a 1–3. Intervalos estrechos de S = 2 D y 5 D conducen a una disminución en el número de Strouhal de la barrera, lo que indica la influencia del cilindro cuadrado a favor del viento. A medida que el intervalo S aumenta a 8 D, el número de Strouhal de la barrera permanece estable en 0,12 y ya no cambia con S. El cilindro cuadrado presenta dos picos con S = 2 D y 5 D. El primer pico es causado por el cruce. fluctuación del viento inducida por la barrera contra el viento. El segundo pico se puede detectar alrededor de 0,25. Cuando el intervalo S alcanza 8 D, el segundo pico desaparece, lo que indica que la interacción de la barrera desaparece.

\({F}_{i}\) densidad del espectro de potencia de la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado a favor del viento con H = 0,5 D.

La Figura 12 presenta la densidad espectral de potencia \({F}_{i}\) en la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado para los Casos 3–1 a 3–3. La frecuencia máxima normalizada de la barrera contra el viento aumenta con S y se vuelve estable en S = 8 D, lo que indica amortiguación debido a la influencia del cilindro cuadrado a favor del viento. Sin embargo, a medida que D aumenta de 2 a 10 D, la frecuencia máxima normalizada del cilindro cuadrado aumenta de 0,052 a 0,113. En este caso, la barrera contra el viento es más grande que el cilindro cuadrado. El espaciamiento estrecho disminuye la velocidad del viento de referencia en el cilindro cuadrado, lo que lleva a una disminución en la frecuencia máxima normalizada.

\({F}_{i}\) densidad del espectro de potencia de la barrera contra el viento y el cilindro cuadrado a favor del viento con H = 2,5 D.

Comparando las Figs. 11 y 12, confirmamos que los efectos de frecuencia de las fluctuaciones transversales del viento discutidas en la Sección “Carga de viento transversal de un cilindro cuadrado bajo flujo fluctuante periódico” todavía están presentes en el cilindro cuadrado en la región de estela de una barrera. Para barreras de tamaños 0,5 D y 2,5 D, las frecuencias de desprendimiento normalizadas en la región de estela son aproximadamente 0,223 y 0,046, respectivamente. Según los resultados de la Fig. 6, el primero puede excitar el cilindro cuadrado a la misma frecuencia, mientras que el segundo no puede detectarse en la señal de fuerza inducida por el vórtice del cilindro cuadrado porque su valor es inferior a 0,05. El flujo entrante que fluctúa a una frecuencia más baja conduce a vórtices con escalas espaciales más grandes. Los vórtices más grandes tienden a pasar por alto el cilindro cuadrado, lo que hace que la mayor parte de la energía cinética turbulenta no actúe sobre el cilindro cuadrado. Por el contrario, cuando el flujo entrante fluctúa a frecuencias más altas, la longitud de onda espacial del vórtice es más corta. Los vórtices apenas pueden pasar por alto el cilindro cuadrado, lo que provoca un efecto de excitación significativo de las ondas de longitud de onda corta recibidas por el cilindro cuadrado.

En este estudio, investigamos la fuerza de arrastre del viento en sentido contrario sobre un cilindro cuadrado afectado por la fluctuación transversal del viento. Una función sinusoidal dada en el límite de entrada y una barrera contra el viento generaron la fluctuación transversal del viento. El flujo del viento se simula mediante LES con el modelo de turbulencia de la subred de Smagorinsky. Se analiza la fuerza de arrastre transversal del cilindro cuadrado. Con base en los resultados de la simulación, llegamos a las siguientes conclusiones:

Con la fluctuación transversal del viento generada por una función sinusoidal, la PSD de la fuerza excitada por el vórtice muestra que para \({f}_{V}D/{U}_{0}\) = 0,003, 0,008 y 0,017, la vibración normalizada Las frecuencias del cilindro cuadrado son 0,125, 0,125 y 0,137, que están cercanas al número Sr esperado de 0,13. Como \({f}_{V}D/{U}_{0} >0.05\), la frecuencia de vibración del viento cruzado controla la frecuencia de vibración de la fuerza excitada por el vórtice.

Con la fluctuación transversal del viento generada por una barrera contra el viento con el mismo tamaño de cilindro cuadrado objetivo, los resultados muestran que la interacción entre la barrera dispuesta estrechamente y el cilindro cuadrado disminuye la frecuencia de vibración natural en un 20%. Esta interacción desaparece después de que S alcanza 8 D.

Con la fluctuación transversal del viento generada por una barrera a contraviento del tamaño medio del cilindro cuadrado objetivo, los resultados muestran que el cilindro cuadrado exhibe dos picos con S = 2 D y 5 D. El segundo pico es causado por la fluctuación del viento transversal inducida por la barrera contra el viento. barrera. El primer pico se puede detectar entre 0,113 y 0,125 debido a la frecuencia de vibración natural del cilindro cuadrado. Cuando el intervalo S alcanza 8 D, el segundo pico desaparece, lo que indica que la interacción de la barrera desaparece.

Con la fluctuación transversal del viento generada por una barrera contra el viento de 2,5 veces el tamaño del cilindro cuadrado objetivo, los resultados muestran que con S aumentando de 2 a 10 D, las frecuencias máximas normalizadas de la barrera cuadrada aumentan de 0,052 a 0,113. La disminución significativa en la frecuencia máxima normalizada se debe a la reducción en la velocidad del viento de referencia en el cilindro cuadrado.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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Laboratorio clave de Wenzhou de protección inteligente de líneas de vida y tecnología de emergencia para ciudades resilientes, Facultad de Arquitectura e Ingeniería Energética, Universidad Tecnológica de Wenzhou, Wenzhou, 325035, China

Huanhuan Du y Wei He

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

Abanico Zikai

China United Engineering Corporation Limited, Hangzhou, 310051, China

Zheguang Yang

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Wei He y Huan-huan Du escribieron el manuscrito principal, Zi-kai Fan ejecutó el programa de simulación, Zhe-guang Yang preparó todas las figuras y tablas. Todos los autores revisaron el manuscrito. Todos los autores han leído y aceptado la versión publicada del manuscrito.

Correspondencia a Wei He.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Du, H., Fan, Z., He, W. et al. Simulación de grandes remolinos de fuerza excitada por vórtices en un cilindro cuadrado con fluctuaciones transversales del viento. Representante científico 13, 14236 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-41470-1

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Recibido: 30 de marzo de 2023

Aceptado: 27 de agosto de 2023

Publicado: 30 de agosto de 2023

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

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