張 健，劉昭偉，包洪福

（1.河海大學(xué) 水文水資源與水利工程科學(xué)國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，江蘇 南京 210098；

2.清華大學(xué) 水利水電工程系，北京 100084；3.中國(guó)長(zhǎng)江三峽集團(tuán)公司，北京 100038）

孤立波作用下邊界層的模擬與分析

張 健1，2，劉昭偉1，2，包洪福2，3

（1.河海大學(xué) 水文水資源與水利工程科學(xué)國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，江蘇 南京 210098；

2.清華大學(xué) 水利水電工程系，北京 100084；3.中國(guó)長(zhǎng)江三峽集團(tuán)公司，北京 100038）

孤立波作用下的邊界層內(nèi)的剪切力以及渦量變化對(duì)海嘯傳播和海底地形塑造十分重要。本文基于多區(qū)域譜方法，利用直接模擬（DNS）數(shù)值模型，對(duì)在具有矩形斷面的U形水洞內(nèi)的孤立波下的邊界層流動(dòng)進(jìn)行了模擬。將數(shù)值模擬結(jié)果與解析解以及試驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行了對(duì)比，發(fā)現(xiàn)數(shù)值結(jié)果與后兩者吻合得較好。模擬結(jié)果顯示，在低雷諾數(shù)下，擾動(dòng)不會(huì)改變流態(tài)，而隨著雷諾數(shù)的增大，流態(tài)會(huì)變得十分復(fù)雜。中等雷諾數(shù)情況下，邊界層內(nèi)會(huì)產(chǎn)生正向的渦，并進(jìn)行穩(wěn)定的傳播。在較高雷諾數(shù)情況下，流動(dòng)進(jìn)入層流向紊流發(fā)展的過(guò)渡期，此時(shí)邊界層內(nèi)會(huì)產(chǎn)生正渦以及負(fù)渦，并會(huì)在水深方向進(jìn)行不規(guī)則運(yùn)動(dòng)。

孤立波；邊界層；剪切力；渦管

1 研究背景

海嘯波進(jìn)入大陸架淺水區(qū)時(shí)，會(huì)受到水深急劇變化的影響，從而能量瞬時(shí)集中，波高驟然增大。在這一過(guò)程中非線(xiàn)性作用突顯，傳統(tǒng)線(xiàn)性Stokes波浪理論已不再適用，需要采用孤立波模型對(duì)其進(jìn)行研究。在高雷諾數(shù)假設(shè)下，遠(yuǎn)離水底的水體內(nèi)黏性作用很小，可忽略不計(jì)，因而可以利用有勢(shì)流動(dòng)的解析方法進(jìn)行分析。但海嘯波的長(zhǎng)時(shí)間、長(zhǎng)距離傳輸過(guò)程則會(huì)對(duì)其進(jìn)行精確預(yù)測(cè)產(chǎn)生非常明顯的負(fù)面作用，如傳播過(guò)程中的阻力影響難以估算、邊界層分離影響程度等等。因而需要利用孤立波模型對(duì)這些問(wèn)題進(jìn)行進(jìn)一步的探究。

通過(guò)假設(shè)孤立波作用下邊界層內(nèi)流動(dòng)為層流狀態(tài)，可以對(duì)這一問(wèn)題進(jìn)行理論分析。例如，Liu and Orfila利用勢(shì)流理論推導(dǎo)了瞬時(shí)長(zhǎng)波傳播時(shí)，邊界層內(nèi)的流速分布以及剪切力分布的解析解。［1］Liu等通過(guò)迭代的方法對(duì)邊界層內(nèi)非線(xiàn)性的流動(dòng)方程進(jìn)行求解，發(fā)現(xiàn)非線(xiàn)性方程結(jié)果與線(xiàn)性方程結(jié)果相差很小，得到了在一定情況下可以只考慮線(xiàn)性項(xiàng)在邊界層內(nèi)的影響的結(jié)論。［2］

除理論分析外，數(shù)值模擬也是對(duì)邊界層進(jìn)行探究的有效手段。Vittoriand Blondeaux利用RANS方法對(duì)在自由表面的孤立波作用下的底部邊界層進(jìn)行模擬。結(jié)果顯示在減速期、波高大于某一臨界值情況下會(huì)出現(xiàn)紊動(dòng)現(xiàn)象，該臨界值與邊界層厚度與當(dāng)?shù)厮钪扔嘘P(guān)，而且邊界層內(nèi)剪切系數(shù)與多種參數(shù)有關(guān)［3］。Suntoyo and Tanaka同樣利用RANS方法對(duì)孤立波邊界層問(wèn)題進(jìn)行探究，采用BSL k-ω紊流模型計(jì)算線(xiàn)性化后的邊界層方程。模擬結(jié)果顯示隨著雷諾數(shù)的增加，紊動(dòng)能以及底面剪切力會(huì)隨之增加，但反向剪切力的峰值卻會(huì)減小。在完全發(fā)展的紊流狀態(tài)下，邊界層內(nèi)剪切力與邊界層外紊動(dòng)擴(kuò)散所產(chǎn)生的速度同時(shí)產(chǎn)生，而且反向剪切力峰值同樣減小，這一結(jié)論對(duì)近岸泥沙輸移影響巨大［4］。

利用試驗(yàn)可以對(duì)理論分析和數(shù)值計(jì)算進(jìn)行驗(yàn)證。Liu等在波浪水槽中進(jìn)行了一系列孤立波下邊界層速度場(chǎng)測(cè)量試驗(yàn)，試驗(yàn)中孤立波由活塞式造波機(jī)產(chǎn)生，并利用PIV對(duì)速度場(chǎng)進(jìn)行測(cè)量。試驗(yàn)條件下邊界層為層流狀態(tài)。試驗(yàn)結(jié)果與Liu and Orfila和Liu etal對(duì)層流流場(chǎng)的分析結(jié)論相一致。［2］

僅利用活塞制造的波動(dòng)很難在底部形成紊動(dòng)，為對(duì)邊界層內(nèi)的相干結(jié)構(gòu)進(jìn)行探究，Sumer et al在具有矩形斷面的U形水洞（water tunnel）中進(jìn)行了一系列探究性的試驗(yàn)。試驗(yàn)利用氣壓系統(tǒng)模擬制造孤立波運(yùn)動(dòng)形態(tài)，利用水洞是U形的這一特殊構(gòu)造，模擬孤立波中流體微團(tuán)的速度變化，從而使底部出現(xiàn)不穩(wěn)定狀態(tài)，邊界層內(nèi)不再保持層流［5］。試驗(yàn)得到了雷諾數(shù)介于9.4×104和2.0×106之間的工況下的邊界層內(nèi)速度和底面剪切力的數(shù)據(jù)。此處雷諾數(shù)的定義為：

式中：U0m為邊界層外自由流動(dòng)的最大速度，m/s；ν為運(yùn)動(dòng)黏滯系數(shù)，m2/s；2a為孤立波作用下自由流動(dòng)區(qū)域中一個(gè)周期相位內(nèi)流體質(zhì)點(diǎn)的最大位移的1/2，m。

Sumer et al對(duì)試驗(yàn)現(xiàn)象進(jìn)行分析，發(fā)現(xiàn)當(dāng) Re≤2×105時(shí)，流場(chǎng)為層流狀態(tài)；當(dāng) 2×105＜Re≤5×105時(shí)，流動(dòng)基本保持層流狀態(tài)，但當(dāng)壓力梯度變向時(shí)會(huì)在邊界層內(nèi)出現(xiàn)一系列渦管，渦管的出現(xiàn)，使得底面剪切力分布也變得不再光滑；當(dāng)雷諾數(shù)達(dá)到5×105時(shí)，流場(chǎng)由層流開(kāi)始向紊流轉(zhuǎn)變，進(jìn)入過(guò)渡期。當(dāng)雷諾數(shù)達(dá)到試驗(yàn)條件下的最大值2.0×106情況時(shí)，約有半個(gè)周期進(jìn)入了紊流狀態(tài)，而開(kāi)始的半個(gè)周期則仍保持層流狀態(tài)。根據(jù)雷諾數(shù)增長(zhǎng)引起的邊界層內(nèi)剪切力變化規(guī)律來(lái)看，雷諾數(shù)繼續(xù)增加會(huì)導(dǎo)致紊動(dòng)相位持續(xù)的時(shí)間持續(xù)增加，甚至遍布幾乎整個(gè)周期，即流動(dòng)進(jìn)入完整的紊動(dòng)流動(dòng)狀態(tài)，但現(xiàn)在試驗(yàn)還無(wú)法確定這一位置的具體雷諾數(shù)情況。［5］

有別于Vittori和 Blondeaux以及Suntoyo和 Tanaka的大渦模擬方法，本文采用DNS法，利用Di?amessis etal提出的多區(qū)域譜方法模型［6］，對(duì)Liu和Orfila、Liu et al的理論分析以及Sumer et al的試驗(yàn)分析進(jìn)行驗(yàn)證，并對(duì)不同時(shí)期的邊界層內(nèi)流場(chǎng)分布的特性進(jìn)行探究。

2 模型建立

2.1 控制方程二維U型水槽中的流動(dòng)可以用Navier-Stokes方程進(jìn)行描述：

其中，u=（u，w）為速度矢量；p為壓力項(xiàng)，Pa；ρ為水的密度，kg/m3，假設(shè)水體不可壓縮，則ρ可以取常數(shù)1.0×103kg/m3；ν為運(yùn)動(dòng)黏滯系數(shù)，取值為1.0×10-6m2/s。

在邊界層內(nèi)由于黏性作用而無(wú)法保持有勢(shì)運(yùn)動(dòng)，根據(jù)這一特性，我們可以將邊界層內(nèi)的壓強(qiáng)場(chǎng)分解為兩部分進(jìn)行求解，即有勢(shì)流動(dòng)引起的平均項(xiàng)和有旋運(yùn)動(dòng)引起的擾動(dòng)項(xiàng)，這樣壓強(qiáng)場(chǎng)可以表示為：

其中下標(biāo)為w的表示的是平均項(xiàng)；帶有上標(biāo)波浪線(xiàn)的為擾動(dòng)項(xiàng)。壓強(qiáng)平均項(xiàng)利用Liu和Orfila的解析方法進(jìn)行推導(dǎo)

2.2 失穩(wěn)觸發(fā)通過(guò)對(duì)非恒定流的振蕩邊界層進(jìn)行測(cè)量以及數(shù)值模擬顯示紊動(dòng)產(chǎn)生的動(dòng)力學(xué)條件十分復(fù)雜。Costamagna，Vittor和Blondeaux認(rèn)為在振蕩流動(dòng)的水體中產(chǎn)生紊動(dòng)現(xiàn)象與穩(wěn)定水體中的紊動(dòng)現(xiàn)象有相同的機(jī)理［7］。在加速期末段的近壁區(qū)域中會(huì)出現(xiàn)低速帶，而在減速期這些低速帶就會(huì)扭轉(zhuǎn)、振蕩，最終破碎，產(chǎn)生小型渦。由于黏性作用，這些渦又會(huì)在加速期的初段耗盡。因而一般的紊流模型只能顯示不穩(wěn)定邊界層的整體特性，卻不能顯示這一過(guò)程的變化特征。

在Sumer etal的U型水洞試驗(yàn)中，我們可以看到邊界層內(nèi)的渦流管會(huì)沿一定距離分布，并同時(shí)產(chǎn)生和消失，換言之渦流管的生成和發(fā)展具有一定周期性。在數(shù)值模擬中，如果沒(méi)有引入任何擾動(dòng)的話(huà)，流場(chǎng)幾乎不會(huì)進(jìn)入失穩(wěn)狀態(tài)。為了使數(shù)值模擬中的流場(chǎng)迅速進(jìn)入失穩(wěn)狀態(tài)，并可以對(duì)不穩(wěn)定的變化過(guò)程有更清晰的探究，可以在最易失穩(wěn)的相位下引入一個(gè)微小的速度擾動(dòng)分量，此相位下流動(dòng)速度達(dá)到最大值，壓力梯度開(kāi)始變向。速度擾動(dòng)分量的縱向和垂向表達(dá)形式為：

其中，m表示擾動(dòng)速度的峰值，m值要大到足夠引起流場(chǎng)失穩(wěn)，也要小到不會(huì)繼續(xù)對(duì)失穩(wěn)后的流場(chǎng)產(chǎn)生影響，因而在本文的模擬中m=0.001；b表示初階不穩(wěn)定的相對(duì)強(qiáng)度，Smyth和 Moum認(rèn)為b=0.4177［8］；h0表示邊界層的厚度；z0表示在0°相位位置時(shí)邊界層的垂向坐標(biāo)；u0=U0m；k0為沿縱向方向的波數(shù)。

本文所采用的數(shù)值模型在縱向方向上采用切比雪夫多項(xiàng)式進(jìn)行擬合，因而擾動(dòng)速度最終表達(dá)形式也是以三角級(jí)數(shù)的形式展現(xiàn)出來(lái)，而且可以式（6）、式（7）滿(mǎn)足連續(xù)方程以及下文的邊界條件。

為了計(jì)算h0、z0以及k0三個(gè)參數(shù)，需要引入剪切層渦厚度這一參數(shù)，其定義為：

δω雖然會(huì)隨相位改變而有所不同，但差異并不大，可以用ωt≈32°的位置計(jì)算渦厚度。于是上述參數(shù)的計(jì)算公式為：

式中λ表示波長(zhǎng)。

2.3 邊界條件與初始條件根據(jù)Sumer et al的試驗(yàn)，我們將計(jì)算域定義在一個(gè)Lx×H的矩形區(qū)域內(nèi)，其中H為U型水槽從槽底到中心線(xiàn)的高度；而Lx為沿波流動(dòng)方向的可變長(zhǎng)度，對(duì)于不同試驗(yàn)有所不同，主要由渦流管的個(gè)數(shù)和尺寸決定，以便滿(mǎn)足速度和壓力的周期性特性：

計(jì)算域的頂部為無(wú)滑移、無(wú)變形的邊界：

底部為固定邊界：

2.4 數(shù)值方法控制方程利用Diamessis et al提出的多區(qū)域譜方法模型進(jìn)行求解［6］。模型中時(shí)間導(dǎo)數(shù)項(xiàng)利用向后分步差分進(jìn)行離散，共分3步交替進(jìn)行，以保證時(shí)間計(jì)算的準(zhǔn)確性。二維模型中兩個(gè)方向具有不同的性質(zhì)，因而也采用不同的離散方法對(duì)空間導(dǎo)數(shù)項(xiàng)進(jìn)行離散。在周期性方向（波運(yùn)動(dòng)方向）采用傅立葉譜法進(jìn)行離散，基函數(shù)選用切比雪夫多項(xiàng)式，模態(tài)階數(shù)根據(jù)不同問(wèn)題進(jìn)行選取（本文計(jì)算案例中采用前8階）。在非周期性方向（水深方向），將計(jì)算域劃分為多個(gè)子區(qū)域，每個(gè)區(qū)域的垂向長(zhǎng)度不同，為更好的對(duì)邊界層進(jìn)行模擬，由下至上區(qū)域高度逐漸提高。計(jì)算時(shí)，每個(gè)子區(qū)域內(nèi)采用勒讓得譜法進(jìn)行離散，模態(tài)階數(shù)同樣由問(wèn)題精度要求決定（本文計(jì)算案例中采用了前4階）。較高雷諾數(shù)以及較薄邊界層的情況下，子區(qū)域間數(shù)值傳遞往往會(huì)出現(xiàn)Gibbs振蕩，為避免誤差的繼續(xù)發(fā)展，模型依次采用了罰函數(shù)、譜過(guò)濾以及界面平均三種方法來(lái)保證計(jì)算的穩(wěn)定以及誤差最小化。

本文的模擬都從靜止?fàn)顟B(tài)出發(fā)：

3 算例分析

本文共對(duì)4種工況進(jìn)行模擬，分別對(duì)應(yīng)三種不同的流場(chǎng)狀態(tài)：無(wú)渦層流、有渦層流和過(guò)渡期。利用前文所建立的數(shù)值模型，對(duì)不同流態(tài)的底面剪切力、渦量分布等進(jìn)行分析，并與理論分析和試驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行比較。表1為4種工況的參數(shù)設(shè)置情況，各個(gè)參數(shù)的物理含義如前文所述。

表1 算例參數(shù)

對(duì)于具體的算例來(lái)說(shuō)，縱向計(jì)算長(zhǎng)度為L(zhǎng)x，垂向長(zhǎng)度為0.145m。計(jì)算時(shí)為了能更好地反映邊界層以及水體底部的信息，在垂向上將計(jì)算域劃分為11個(gè)子區(qū)域，由下至上高度分別為0.01、0.02、0.04、0.08、0.16、、0.32、0.64、1.28、2.56、5.12以及4.27 cm。經(jīng)過(guò)網(wǎng)格無(wú)關(guān)性分析之后發(fā)現(xiàn)縱向96個(gè)節(jié)點(diǎn)，垂向每個(gè)子區(qū)域內(nèi)25個(gè)節(jié)點(diǎn)就可以對(duì)問(wèn)題進(jìn)行較為精確地模擬，這種劃分方式可以使得效率和精度得到較好平衡。

3.1 無(wú)渦層流式（6）、式（7）表示的擾動(dòng)速度對(duì)渦管的迅速產(chǎn)生有重要的影響。但在低雷諾數(shù)情況下，引入擾動(dòng)是否也會(huì)產(chǎn)生渦管，則需要進(jìn)一步的分析。本節(jié)將對(duì)表1的工況1進(jìn)行模擬來(lái)說(shuō)明無(wú)渦層流的流場(chǎng)分布情況。數(shù)值模擬時(shí)網(wǎng)格參數(shù)如上文所述。

低雷諾數(shù)情況下底面剪切力分布如圖1所示。圖中實(shí)線(xiàn)部分為數(shù)值計(jì)算結(jié)果，虛線(xiàn)部分為L(zhǎng)iu和 Orfila、Liu等提出的解析解，兩者對(duì)比可以發(fā)現(xiàn)具有較好的吻合度。而且在任何相位位置都未發(fā)生震蕩現(xiàn)象，流動(dòng)保持穩(wěn)定，直至速度降到0。

圖1 Re=2.56×104時(shí)底面剪切力數(shù)值結(jié)果與解析結(jié)果相位對(duì)比

圖2為數(shù)值計(jì)算得到的3種不同相位下渦量分布等勢(shì)圖。從圖中可以看出流場(chǎng)未出現(xiàn)渦管，維持層流狀態(tài)，與剪切力分布相互驗(yàn)證。而且，隨著相位的發(fā)展，渦量也逐漸減小，直至變?yōu)?，滿(mǎn)足層流特性。

3.2 有渦層流Sumer等根據(jù)試驗(yàn)結(jié)果將孤立波作用下邊界層內(nèi)的流動(dòng)分為4個(gè)階段，并給出了每個(gè)階段具體的雷諾數(shù)分布情況［5］，但實(shí)際上兩個(gè)階段之間很難有較為明顯的界限，尤其是有渦管層流與過(guò)渡區(qū)之間的界限更加不明顯。利用工況2、工況3進(jìn)行對(duì)比來(lái)分析中等雷諾數(shù)情況下邊界層內(nèi)流動(dòng)情況。與3.1節(jié)不同的是，進(jìn)入不穩(wěn)定階段后很難進(jìn)行理論求解，因而將數(shù)值計(jì)算結(jié)果與試驗(yàn)進(jìn)行對(duì)比。

圖3分別為Re=4.20×105，Re=6.06×105時(shí)底面剪切力分布數(shù)值解與試驗(yàn)結(jié)果對(duì)比情況。從圖中可以看出，中等雷諾數(shù)下在加速期過(guò)后流動(dòng)進(jìn)入不穩(wěn)定狀態(tài)，剪切力出現(xiàn)輕微震蕩。由于這種震蕩具有隨機(jī)性，因而試驗(yàn)結(jié)果與數(shù)值解果略有差距，但二者的趨勢(shì)卻是一致的。另一方面，有渦層流和過(guò)渡期的界限并不十分明顯，但雷諾數(shù)越大，震蕩幅度越大，延續(xù)的相位也越大。

圖2 Re=2.56×104時(shí)3種相位時(shí)邊界層內(nèi)渦量分布等勢(shì)圖

圖3 中等雷諾數(shù)時(shí)底面剪切力數(shù)值解與試驗(yàn)點(diǎn)相位對(duì)比

圖4 Re=4.20×105時(shí)3種相位時(shí)邊界層內(nèi)渦管分布等勢(shì)圖

圖5 Re=6.06×105時(shí)3種相位時(shí)邊界層內(nèi)渦管分布等勢(shì)圖

圖4、圖5分別為Re=4.20×105，Re=6.06×105時(shí)邊界層內(nèi)渦管發(fā)展等勢(shì)圖。從圖中可以看出，中等雷諾數(shù)情況下，渦管產(chǎn)生后會(huì)與波進(jìn)行反向傳播，但渦管中心高度不會(huì)改變，并穩(wěn)定的在邊界層內(nèi)發(fā)展。而有渦層流與過(guò)渡前期的渦管分布區(qū)別并不大。

3.3 過(guò)渡期隨著雷諾數(shù)進(jìn)一步的增加，邊界層內(nèi)流動(dòng)會(huì)發(fā)生巨大的變化。接下來(lái)將對(duì)層流向紊流轉(zhuǎn)變的過(guò)渡期進(jìn)行模擬分析，所選工況為工況4。

圖6為大雷諾數(shù)下底面剪切力分布情況。與中等雷諾數(shù)情況對(duì)比可以看到，此時(shí)剪切力的震蕩情況更加劇烈，且振幅已經(jīng)超過(guò)了穩(wěn)定狀態(tài)下由于壓力梯度引起的最大剪切力。試驗(yàn)結(jié)果與數(shù)值模擬結(jié)果有相同的趨勢(shì)，但相位略有差距。隨著雷諾數(shù)的增加，試驗(yàn)測(cè)量的難度也急劇增大，因而這種情況下的測(cè)量結(jié)果也很難與實(shí)際情況完全相同，因而可以認(rèn)為數(shù)值結(jié)果在一定程度上是合理的。

圖6 Re=1.22×106時(shí)底面剪切力數(shù)值解與試驗(yàn)點(diǎn)相位對(duì)比

圖7為工況的渦管分布情況。從圖中可以看出，大雷諾數(shù)下渦管的運(yùn)動(dòng)趨勢(shì)與低雷諾數(shù)相似，但復(fù)雜程度卻加大了，渦管的分布有逐漸上移的趨勢(shì)，這使得邊界層的界限也跟著上移。

圖7 Re=1.22×106時(shí)3種相位時(shí)邊界層內(nèi)渦管分布等勢(shì)圖

4 結(jié)論與討論

本文利用Diamessis etal.提出的多區(qū)域譜方法模型，對(duì)孤立波作用下邊界層內(nèi)流動(dòng)進(jìn)行了分析，并將計(jì)算結(jié)果與Liu和Orfila、Liu et al的解析解以及Sumer etal的試驗(yàn)分析進(jìn)行了對(duì)比。通過(guò)數(shù)值模擬得到：（1）利用二維模型可以對(duì)U型水槽試驗(yàn)進(jìn)行模擬，模擬結(jié)果也較為理想；（2）低雷諾數(shù)（Re≤2×105）情況下流動(dòng)不會(huì)受到擾動(dòng)的影響，可以完全保持層流狀態(tài)，邊界層內(nèi)并不產(chǎn)生渦管；（3）中等雷諾數(shù)（2×105＜Re≤5×105）情況下，邊界層內(nèi)會(huì)產(chǎn)生渦管，但流動(dòng)仍可以維持在層流狀態(tài)，底面剪切力會(huì)小幅振蕩，但會(huì)隨相位逐漸減小，渦產(chǎn)生后會(huì)與波進(jìn)行反向運(yùn)動(dòng)，但渦管中心一般不會(huì)改變，流動(dòng)較為穩(wěn)定；（4）高雷諾數(shù)（Re＞5×105）情況下，流動(dòng)進(jìn)入過(guò)渡狀態(tài)，底面剪切力發(fā)生劇烈振蕩，振幅較大，渦管的產(chǎn)生與發(fā)展出現(xiàn)復(fù)雜情況。

自然狀態(tài)下，流動(dòng)多處于高雷諾數(shù)情況，而低、中雷諾數(shù)則只在波產(chǎn)生的初期出現(xiàn)，因而關(guān)于高雷諾數(shù)情況下渦管產(chǎn)生、發(fā)展以及相互作用仍需要做進(jìn)一步的探究。

參 考 文 獻(xiàn)：

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Simulation and analysis of boundary layer under the solitary wave

ZHANG Jian1，2，LIU Zhaowei1，2，BAO Hongfu2，3
（1.State Key Laboratory of Hydrology-Water Resourcesand Hydraulic Engineering，HohaiUniversity，Nanjing 210098，China；2.Departmentof Hydraulic Engineering，Tsinghua University，Beijing 100084，China；3.China Three GorgesCorporation，Beijing 100038，China）

The shear stress and vortex tube in the boundary layer are very important to tsunami propaga?tion and underwater terrain under the solitary wave.This paper takes advantage of direct numerical simula?tion method（DNS） to simulate the boundary layer under the solitary wave in a U shape water tunnel，based on the spectral multi-domain model.By comparing numerical results with analytical solutions and ex?perimental results，it is found that they agree with each other well.The numerical results show that with a low Reynolds number，the disturbance does not change the flow pattern，and with the increase of Reynolds number，flow pattern will become very complicated.Within a medium Reynolds number，positive vortex tube will appear in the boundary layer，and transport stably.Under the condition of a high Reynolds num?ber，layer flow changes into a transition period of turbulence flow and positive vorticity and negative vortici?ty appear in the boundary layer，and have oscillating development.

solitary wave；boundary layer；shear stress；vortex tube

TV139.2

：Adoi：10.13244/j.cnki.jiwhr.2015.04.003

1672-3031（2015）04-0254-07

（責(zé)任編輯：李福田）

2015-04-30

國(guó)家自然科學(xué)基金資助項(xiàng)目（51279079）；“十二五”國(guó)家科技支撐計(jì)劃（2013BAB05B05，2010BAE00739）

張健（1993-），男，吉林人，碩士生，主要從事水力學(xué)研究。zhang0249@126.com

劉昭偉（1973-），男，河北人，副教授。liuzhw@tsinghua.edu.cn