黎 昆，張志宏，顧建農(nóng)，王 沖

(1.中國人民解放軍91388 部隊(duì)，廣東 湛江524022;2.海軍工程大學(xué)，湖北 武漢430033)

0 引 言

艦船在規(guī)則波中航行時(shí)，由于入射波浪的作用將會(huì)產(chǎn)生搖蕩運(yùn)動(dòng)。艦船在規(guī)則波中搖蕩的流體動(dòng)力計(jì)算可分成輻射問題和繞射問題分別加以處理。艦船無航速時(shí)(可看作浮體)，如果船體搖蕩幅度較小，搖蕩興波也很小，在勢流理論范圍內(nèi)，搖蕩的定解問題就可以線性化。艦船有航速(即使是等速直線運(yùn)動(dòng))之后，其在波浪上運(yùn)動(dòng)的理論分析要比無航速時(shí)復(fù)雜得多，其中最主要的是受航行興波與搖蕩興波的干擾。定常移動(dòng)Kelvin 源格林函數(shù)主要用于解決有航速艦船定常興波問題，而Haskind源格林函數(shù)主要解決波浪中無航速或有航速艦船的搖蕩問題。相對(duì)Kelvin 源格林函數(shù)來說，Haskind源格林函數(shù)的計(jì)算更為復(fù)雜。關(guān)于如何快速準(zhǔn)確計(jì)算Haskind 源格林函數(shù)及其偏導(dǎo)數(shù)，不少學(xué)者已對(duì)此進(jìn)行了研究［1-5］。

本文以Wigley 數(shù)學(xué)船型為研究對(duì)象，在理想流體情況下采用微幅波理論，只考慮波浪的繞射問題，通過引入低航速假定來計(jì)算波浪與以定常速度移動(dòng)船體之間的流體動(dòng)力干擾?；诰€性勢流理論，利用無限水深三維移動(dòng)脈動(dòng)源(Haskind 源)格林函數(shù)方法計(jì)算規(guī)則波中航行艦船的繞射興波波形及其對(duì)應(yīng)的一定水深處的壓力場分布。

1 理論分析

1.1 建立坐標(biāo)系和定解方程

需要建立2 個(gè)坐標(biāo)系:1)大地坐標(biāo)系OXYZ，原點(diǎn)O 位于未擾動(dòng)的水面上;2)隨船平動(dòng)的坐標(biāo)系oxyz，原點(diǎn)o 位于未擾動(dòng)的靜水面上，x 軸水平指向船首，z 軸垂直向上，y 軸指向船的側(cè)面，構(gòu)成右手正交系。艦船以固定航速V 沿x 方向行駛，入射波沿－x 方向傳播，入射波傳播方向與x 軸正向之間的夾角為β(迎浪時(shí)β=180°)，如圖1所示。

圖1 波浪繞船示意圖Fig.1 Sketch map of wave flow around ship

根據(jù)波浪理論，入射規(guī)則波的一階速度勢用復(fù)數(shù)形式可表示為:

而

假定艦船運(yùn)動(dòng)響應(yīng)與入射波波幅是同階小量，且經(jīng)過一段時(shí)間后艦船運(yùn)動(dòng)已經(jīng)達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)，根據(jù)線性勢流理論，艦船位移向量將作為以遭遇頻率ωe(ωe=ω0－k0Vcosβ)為變化頻率的簡諧量。艦船以定常速度V 沿直線運(yùn)動(dòng)時(shí)船體將產(chǎn)生移動(dòng)興波，相對(duì)于隨船平動(dòng)的坐標(biāo)系oxyz 來說，由定常移動(dòng)產(chǎn)生的定常興波速度勢可表示為－Vx+Φs(x，y，z)。按照線性勢流理論，艦船周圍流場中的總速度勢由定常勢［－Vx+Φs(x，y，z)］和非定常勢ΦT(x，y，z，t)兩部分組成，如下:

式中:Φs為艦船在靜水中恒速航行時(shí)引起的定常興波勢(通常假定此部分速度勢相對(duì)較小，以下忽略其影響);Φ0為已知的入射波速度勢;Φ7為待求的繞射波速度勢。

由于尋求穩(wěn)態(tài)解，所以采用頻域分析方法把時(shí)間因素和空間因素分離開來，設(shè)繞射勢Φ7=Re［φ7(x，y，z)eiωet］，則無限水深水域中繞射勢的定解問題可表示為［6］:

式中:［L］，［F］，［S］，［B］分別為LAPLACE 方程、自由水面邊界條件、物面邊界條件和水底條件;(x，y，z)為場點(diǎn)坐標(biāo);t 為時(shí)間;V 為航速;g 為重力加速度;n 為物面外法線矢量(指向船體外部)。

1.2 定解方程的求解

采用分布源法求解上述定解問題，在船體表面上均勻布置Haskind 源，則場點(diǎn)P(x，y，z)處繞射勢φ7可表示成積分形式:

式中:σ(Q)為源點(diǎn)Q(ξ，η，ζ)處的源強(qiáng)密度;G 為Haskind 源格林函數(shù)。

將繞射勢φ7運(yùn)用于物面條件可得到用來求解源強(qiáng)密度σ 的積分方程，即:

將上述積分方程式進(jìn)行離散化，化成代數(shù)方程組求解［7］。離散方法是把船體表面分成N 個(gè)小面元，在標(biāo)號(hào)為n(n=1，2，…，N)的面元上布置等強(qiáng)度且為常數(shù)的面源σn，并且在每塊小面元上選一控制點(diǎn)Pn，使這些離散的控制點(diǎn)滿足邊界條件。則上述積分方程可離散化成如下代數(shù)方程組:

解代數(shù)方程組(4)求出源強(qiáng)σ，即可求出流場中任一點(diǎn)的繞射勢φ7和速度分布。

1.3 格林函數(shù)中奇點(diǎn)的積分處理

求解源強(qiáng)σ 的關(guān)鍵和難點(diǎn)在于如何準(zhǔn)確、快速地計(jì)算三維移動(dòng)脈動(dòng)源(Haskind 源)格林函數(shù)G(x，y，z;ξ，η，ζ)。該函數(shù)為奇異的二重積分式，求積計(jì)算困難費(fèi)時(shí)，被積函數(shù)為復(fù)變函數(shù)且是奇異和振蕩的，并且在有的區(qū)間成為高頻振蕩函數(shù)，如果處理不好就會(huì)導(dǎo)致計(jì)算結(jié)果出現(xiàn)較大的誤差甚至失效。該積分表達(dá)式形狀復(fù)雜、處理繁瑣，其表達(dá)式原型為:

式中:θ 為復(fù)波數(shù)的幅角;m 為復(fù)波數(shù)的幅值;ωe為脈動(dòng)源的振蕩圓頻率;V 為船速;(x，y，z)和(ξ，η，ζ)分別為場點(diǎn)和源點(diǎn)坐標(biāo);g 為重力加速度。

將k3和k4寫成在區(qū)間上的表達(dá)式為:

為了使遠(yuǎn)方輻射條件得以滿足，L1和L2分別取為經(jīng)過k1+iε，k2－iε，k3+iε和k4+iε 繞過k1，k2奇點(diǎn)和k3，k4奇點(diǎn)的積分路徑，其中ε 為任意小的正數(shù)，積分路徑如圖2和圖3所示。通過整理，被積函數(shù)F(θ，m)可表示為:

圖2 積分路徑Fig.2 Inteqral path

圖3 積分路徑Fig.3 Inteqral path

令:

x1=(z+ζ)+i［－(x－ξ)cosθ+(y－η)sinθ］，

x2=(z+ζ)+i［－(x－ξ)cosθ－(y－η)sinθ］，

x3=(z+ζ)－i［－(x－ξ)cosθ－(y－η)sinθ］，

x4=(z+ζ)－i［－(x－ξ)cosθ+(y－η)sinθ］。

代入式(5)中進(jìn)行整理，則格林函數(shù)G 中第1個(gè)積分項(xiàng)可寫為:

同理，第2 個(gè)積分項(xiàng)可寫為:

同理，第3 個(gè)積分項(xiàng)可寫為:

則格林函數(shù)G(x，y，z;ξ，η，ζ)可表示為:

引入復(fù)指數(shù)積分函數(shù)E1(Z)［8］后，Iij的表達(dá)式可整理成單積分的形式:

式中:Zij=kixj(i，j=1，2 或i，j=3，4);當(dāng)i=1，2 時(shí)，γ1=γ，α=－1;當(dāng)i=3，4 時(shí)，γ1=0，α=1。

當(dāng)Re(Z)≥0 時(shí):

Ep(Z)=Eq(Z)=E1(Z);

當(dāng)Re(Z)＜0，lm(Z)≥0 時(shí):

Ep(Z)=E1(Z)，Eq(Z)=E1(Z)+2πi;

當(dāng)Re(Z)＜0，lm(Z)＜0 時(shí):

Ep(Z)=E1(Z)－2πi，Eq(Z)=E1(Z);

當(dāng)lm(Z)≥0 時(shí):

Eri(Z)=E1(Z)，(i=1，3，4)，Eri(Z)=E1(Z)+2πi，(i=2);

當(dāng)lm(Z)＜0 時(shí):

Eri(Z)=E1(Z)－2πi，(i=1，3，4)，Eri(Z)=E1(Z)，(i=2)。

采用上述變換方法利用復(fù)指數(shù)函數(shù)進(jìn)行處理后，Haskind 源格林函數(shù)計(jì)算格式可以成功地處理內(nèi)層積分中的奇點(diǎn)并將二重積分轉(zhuǎn)化成單積分形式，從而解決了被積函數(shù)中奇點(diǎn)的奇異振蕩問題。進(jìn)而采用遞推自適應(yīng)Simpson 法計(jì)算變換后的積分會(huì)容易很多，且積分是收斂的，并可以大大地減少計(jì)算時(shí)間。

2 繞射興波及壓力場的計(jì)算

解決了Haskind 源格林函數(shù)中的奇點(diǎn)問題，即可求解出規(guī)則波對(duì)以恒定速度航行于其中的艦船引起的繞射勢、繞射興波波形以及水底壓力變化。由船舶興波理論知識(shí)可知繞射興波的表面波形為:

上式中對(duì)格林函數(shù)G(x，y，z;ξ，η，ζ)求偏導(dǎo)，只需對(duì)被積函數(shù)F(θ，m)求偏導(dǎo)即可。

由總速度勢的分解式(2)可得到距離水面任意點(diǎn)處脈動(dòng)壓力表達(dá)式為:

P(x，y，z，t)=Re［p(x，y，z)·e－iωet］。

式中p(x，y，z)=p0(x，y，z)+p7(x，y，z)。

根據(jù)伯努利方程，由式(1)可得入射波脈動(dòng)壓力為:

式中:p0為入射波壓力;p7為繞射波壓力。

圖4 波形計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果比較(T0=2.353 s，V=1.0 m/s)Fig.4 Comparison between computed and experimental results of wave pattern when T0=2.353s，V=1.0m/s

圖5 壓力計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果比較(T0=2.353 s，V=1.0m/s)Fig.5 Comparison between computed and experimental results of pressure when T0=2.353s，V=1.0m/s

圖6 計(jì)算波形與對(duì)應(yīng)壓力比較(T0=2.353 s，V=1.0 m/s)Fig.6 Comparison between computed wave pattern and it′s corresponding pressure when T0=2.353s，V=1.0m/s

設(shè)定初始參數(shù)，利用編制程序計(jì)算得到橫距y=0.25 L 處的繞射波波形、入射波與繞射波的疊加波形及其分別對(duì)應(yīng)的水深h=0.2 L(L 為船長)處的壓力變化。在傅汝德數(shù)Fh≤0.3 的條件下，設(shè)定入射波波幅為3.8 mm，波周期T0=2.353 s，船速V=1.0 m/s，計(jì)算得到繞射波與入射波的疊加波形及其對(duì)應(yīng)的壓力變化與實(shí)驗(yàn)結(jié)果比較的曲線，如圖4 ～圖6所示。圖4和圖5 中船體位置在(t ≤50 s)附近處，而圖6 中船首在(x/L=0.5)處。圖中橫坐標(biāo)表示記錄的時(shí)間t/s，縱坐標(biāo)表示波高及其引起的水底壓力變化ζ，pb(mm H2O)。

另外，在其他條件不變的情況下，改變初始條件，給定入射波波幅為5 mm，波周期T0=2.36 s，船速V=0.8 m/s，利用程序計(jì)算得到的波形和壓力曲線如圖7 ～12所示。圖7和圖8 中船體位置在(t ≤43 s)附近處，而圖9 ～12 中船首在(x/L=0.5)處。

圖7 波形計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果比較(T0=2.36 s，V=0.8 m/s)Fig.7 Comparison between computed and experimental results of wave pattern when T0=2.36s，V=0.8m/s

圖8 壓力計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果比較(T0=2.36 s，V=0.8 m/s)Fig.8 Comparison between computed and experimental results of pressure when T0=2.36s，V=0.8m/s

圖9 計(jì)算波形與對(duì)應(yīng)壓力比較(T0=2.36 s，V=0.8 m/s)Fig.9 Comparison between computed wave pattern and it′s corresponding pressure when T0=2.36s，V=0.8m/s

圖10 計(jì)算波形三維分布圖(T0=2.36 s，V=0.8 m/s)Fig.10 Three-dimensional distribution figure of computed wave pattern when T0=2.36s，V=0.8m/s

圖11 水深h=0.2 L 處壓力場三維分布圖(T0=2.36 s，V=0.8 m/s)Fig.11 Three-dimensional distribution figure of hydrodynamic pressure field when h=0.2L，T0=2.36s，V=0.8m/s

圖12 計(jì)算波形等高線圖(T0=2.36 s，V=0.8 m/s)Fig.12 Computed wave contour line when T0=2.36s and V=0.8m/s

將繞射波與入射波疊加波形的計(jì)算結(jié)果和完成的實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行對(duì)比，發(fā)現(xiàn)二者基本吻合，趨勢一致，如圖4和圖7所示。疊加后的波形在水底引起的壓力變化與實(shí)驗(yàn)結(jié)果相比有一定的誤差，這是因?yàn)閷?shí)驗(yàn)結(jié)果測量的是艦船航行、船體興波、入射波和繞射波等因素共同作用引起的水底壓力變化，而計(jì)算結(jié)果只考慮了入射波和繞射波的作用，忽略了艦船航行及船體興波等因素的影響，因此計(jì)算結(jié)果和實(shí)驗(yàn)結(jié)果之間會(huì)有所差別，但差別不大，如圖5和圖8所示。因?yàn)榈透等甑聰?shù)條件下，艦船航行及船體興波引起的水底壓力變化相對(duì)為一小量，可忽略不計(jì)。在船頭前方(x/L=1，－0.3 ≤y/L ≤0.3)附近繞射波形及其對(duì)應(yīng)壓力出現(xiàn)了峰谷不對(duì)應(yīng)現(xiàn)象，此時(shí)入射波遇到艦船會(huì)產(chǎn)生反射，入射波、繞射波、反射波相互影響使船前會(huì)出現(xiàn)一定范圍的雜波，如圖10 ～圖12所示。

3 結(jié) 語

以上理論和實(shí)驗(yàn)研究驗(yàn)證了本文對(duì)Haskind 源格林函數(shù)中奇點(diǎn)的積分處理方法和編制程序的正確性。在此基礎(chǔ)上，改變定解方程滿足的物面條件可深入研究航行艦船各個(gè)模態(tài)輻射勢的水動(dòng)力計(jì)算，并可以進(jìn)一步推廣計(jì)算隨機(jī)波中航行艦船輻射勢和繞射勢引起的水中任一定深處的壓力變化。

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