曾維鴻,傅卓佳,湯卓超
(河海大學 力學與材料學院,南京 211100)
水波傳播廣泛存在于船舶和海洋工程領(lǐng)域.在水波傳播過程中,當水波到達近海岸地帶時,會引起海岸侵蝕,危及海岸建筑物的安全.在沿海地區(qū),應(yīng)用水下防波堤保護近海岸建筑物,亟需準確預(yù)測水波與這些海上結(jié)構(gòu)物的相互作用[1].
在波浪傳播行為研究中,雖然實驗研究能夠直觀地模擬水波的傳播,但是由于其受到場地大小、耗時問題的困擾,使得實驗研究有著諸多限制.因此,數(shù)值模擬在波浪傳播力學行為研究中至關(guān)重要.經(jīng)典的數(shù)值方法包括有限差分法、有限單元法和邊界元法等,這些算法在數(shù)值水槽中得到了廣泛的應(yīng)用[2-6].例如: 王本龍等[2]采用有限差分法,初步模擬了波流的相互作用,為進一步研究波流相互作用奠定了基礎(chǔ).王大國等[3]基于有限單元法,對三維完全非線性數(shù)值波浪水槽進行了模擬.衛(wèi)志軍等[4]采用拓撲優(yōu)化技術(shù)研究了數(shù)值水槽中的晃蕩抑制.Koo 等[5]和Christou 等[6]使用邊界元法模擬了非線性水波與結(jié)構(gòu)物的相互作用行為.
然而,傳統(tǒng)網(wǎng)格類數(shù)值方法在求解此類移動邊界問題時往往面臨重復(fù)劃分網(wǎng)格導致的計算成本劇增難題.而基于無需網(wǎng)格劃分特點的無網(wǎng)格類配點方法在模擬波浪傳播問題時,比網(wǎng)格類方法具有固有和先天的優(yōu)勢.近些年來,有眾多無網(wǎng)格類方法被應(yīng)用到數(shù)值水槽計算中.例如,黃志濤等[7]采用光滑粒子流體動力學模擬了未滿載罐車液體晃蕩抑制;Senturk[8]采用徑向基函數(shù)法,對二維線性和非線性Stokes 波傳播進行了數(shù)值模擬;李珺璞等[9]采用奇異邊界法研究了水下障礙物對水波傳播的影響;在此基礎(chǔ)上,Zhang 等[10-11]和Huang等[12]采用廣義有限差分法(generalized finite difference method,GFDM),對數(shù)值水槽進行了模擬研究;Zhang 等[13]采用廣義有限差分法結(jié)合光滑粒子流體動力學,數(shù)值模擬了弱可壓縮黏性流的動力特性.
另一方面,一類半解析配點技術(shù)——邊界節(jié)點法[14]被提出,并成功用于聲波傳播和功能梯度材料熱傳導分析[15].由于該方法采用了預(yù)先滿足控制方程的非奇異半解析基函數(shù),因此僅需少量離散節(jié)點即可得到高精度的計算結(jié)果.然而,類似于其他配點技術(shù),傳統(tǒng)邊界節(jié)點法也會生成稠密矩陣,極大地限制了其在大規(guī)模問題中的應(yīng)用.近年來,Wang 等[16]和Xiong 等[17]先后將局部配點技術(shù)與傳統(tǒng)邊界節(jié)點法結(jié)合,建立了局部邊界節(jié)點法(localized boundary knot method,LBKM).該方法是一種區(qū)域化離散方法,僅需要物理域內(nèi)的離散節(jié)點而無需任何網(wǎng)格.對于每個節(jié)點,可以首先通過節(jié)點之間的Euclid 距離確定具有簡單幾何的局部子域.然后,每個節(jié)點處的未知變量可以表示為該點對應(yīng)的局部子域內(nèi)節(jié)點處物理量的線性組合.將其代入控制方程和相應(yīng)的邊界條件后可以形成稀疏線性系統(tǒng),其稀疏系統(tǒng)占用內(nèi)存小且計算時間短,這使得該方法更適合解決大規(guī)模問題.目前該方法已被成功用于聲學和對流擴散問題計算.
為了模擬波浪與防波堤的相互作用,防止近海岸建筑物發(fā)生侵蝕,本文首次應(yīng)用局部邊界節(jié)點法結(jié)合二階Runge-Kutta 法研究了波浪與水下防波堤之間的相互作用.第1 節(jié)介紹了數(shù)值波浪水槽的控制方程和邊界條件以及局部邊界節(jié)點法的求解方案;第2 節(jié)模擬了波浪與水下防波堤的相互作用;第3 節(jié)給出了結(jié)論.
本研究采用勢流原理進行波浪傳播的模擬,即假設(shè)液體無黏、無旋、不可壓縮,可以得到以下控制方程:
式 中,φ (x,z,t)為 速度勢,Ω為水槽計算域.
數(shù)值波浪水槽如圖1所示,在下邊界上,由于假設(shè)液體無法自由出入邊界,因此滿足不可穿透邊界條件:
圖1 數(shù)值波浪水槽的示意圖Fig.1 The schematic diagram of the numerical wave flume
式中,n為邊界上垂直向外的單位法向量.
數(shù)值波浪水槽主要是通過左側(cè)入射邊界條件施加入射波,從而達到波浪在水槽內(nèi)的傳播.由于初始水面為靜止狀態(tài),為了逐步產(chǎn)生入射波從而增強水槽的穩(wěn)定性,所以引入斜坡函數(shù)Rm(t),故入射邊界條件寫成
式中,U(z,t)為 入射波速度,Tm為調(diào)制時間,根據(jù)以往研究經(jīng)驗,本研究中取Tm=2T,T為入射波周期.
為了使到達右端邊界的波浪自由射出邊界,右端邊界采用輻射吸收邊界條件[11]:
式中,C為入射波的相速度,對于穩(wěn)定波而言C=λ/T,λ為入射波波長.
為了防止右側(cè)邊界反射波再次進入水槽,從而影響入射波的傳播,本文將采用海綿層和輻射吸收邊界進行波浪的逐步吸收,在半Lagrange 法的思想上,自由液面需滿足動力邊界條件和運動邊界條件[6]:
式中,η為自由表面高程函數(shù),ν (x)為 阻尼系數(shù),αs和 β 為調(diào)諧因子和長度因子,本文都取成常數(shù)1,b為水槽長度,ω為圓頻率.
局部邊界節(jié)點法是一種新型的區(qū)域型無網(wǎng)格配點技術(shù),僅需要在計算域內(nèi)布置離散點而無需任何網(wǎng)格.對于計算域中的離散點,都能夠找到包含本身和最鄰近的m個 點形 成的局部子域.為了統(tǒng)一,令x(i)=.對于局部子域中m+1個 相鄰節(jié)點,可以得到以下局部邊界節(jié)點法公式:
式中,rk j=‖xk?xj‖為 第k個點與第j個點之間的距離,(rk j)為微分算子的非奇異半解析基函數(shù).Laplace 算子的非奇異半解析基函數(shù)為平移不變調(diào)和函數(shù):
其中,r=[r1,r2],r1,r2分 別為中心點與其鄰近點在x方 向和z方 向上的距離;c為形狀參數(shù),其取值與計算域特征長度有關(guān).
式(9)可以改寫成如下矩陣形式:
基于移動最小二乘原理的基本思想,需要在每個局部子域中定義以下殘差函數(shù):
顯然使殘差Θ (u)取到最小值的 α(i)為偏微分方程的數(shù)值解.則可以對Θ (u)求 α(i)的變分,得到方程組
式中
因此,式(13)可以改寫為
把式(13)代入式(9)就可以得到x(i)處物理量的近似解:
同時,點x(i)處的一階和二階導數(shù)可以表示為
最后把式(18)和式(19)用于離散二階偏微分方程的控制方程和邊界條件,并求解相應(yīng)的代數(shù)方程組,從而近似得到偏微分方程的數(shù)值解.
由于式(6)和式(7)是與時間相關(guān)的非線性自由邊界條件,本文采用二階Runge-Kutta 法[18]分別離散自由液面邊界條件式(6)和式(7)中的時間項,其具體表達式如下:
式中,Δt為時間增量.當離散式(6)時,f與式(6)右端項相同,其中泛函V表示速度勢φ;類似地,當離散式(7)時,f與式(7)右端項相同,其中泛函V表示自由表面高程η.
本節(jié)數(shù)值波浪水槽如圖1所示,長度b和 水深h分別為8 和1.若無其他特殊說明,本小節(jié)算例中采用的總節(jié)點數(shù)、時間間隔、鄰近點數(shù)固定為N=13 159, Δt=0.005,m=20.對于數(shù)值波浪水槽的入射波采用二階Stokes 波,勢函數(shù)和自由表面高程函數(shù)定義為
式中,波數(shù)k=π,波長λ =2,圓頻率ω =5.54,波高H=0.04.
由于滿足Laplace 方程的非奇異半解析基函數(shù)為平移不變調(diào)和函數(shù)(式(10)),式中的形狀參數(shù)對數(shù)值準確性至關(guān)重要,為了選取合適的形狀參數(shù)c,使用以下公式確定自由表面高程的均方根誤差:
式中,Nnts是自由液面xj∈[λ,2λ]的節(jié)點個數(shù),ηA和 ηN分別是自由表面高程解析解(式(22))和數(shù)值結(jié)果.
此外,為了求解自由液面上速度勢 φ及其相應(yīng)偏導數(shù)值? φ/?x和?2φ/?x2的均方根誤差,使用以下公式確定均方根誤差:
式中,δA和 δN分別是自由液面φ,? φ/?x或者?2φ/?x2的解析解和數(shù)值結(jié)果.
首先,形狀參數(shù)c是影響局部邊界節(jié)點法求解精度的首要因素,因此確定最佳形狀參數(shù)是至關(guān)重要的.表1給出了在不同形狀參數(shù)下的均方根誤差.從表中可以看出,c∈[0.1,3]的均方根誤差都是在誤差允許范圍之內(nèi)的,并且c=1時 的均方根誤差最小,故本文取c=1作為最佳形狀參數(shù).
表1 不同形狀參數(shù)下二階Stokes 波的均方根誤差Table 1 The RMSEs for 2nd-order Stokes waves with different shape parameters
其次,節(jié)點總數(shù)和鄰近點數(shù)是影響計算精度、稀疏系統(tǒng)內(nèi)存占用和計算時間的主要因素.因此,表2和表3給出了不同總點數(shù)和鄰近點數(shù)下,局部邊界節(jié)點法與廣義有限差分法分別求解數(shù)值波浪水槽的均方根誤差.從表中可以看出,當總點數(shù)和鄰近點數(shù)較多時,局部邊界節(jié)點法與廣義有限差分法的誤差在同一數(shù)量級,但局部邊界節(jié)點法在具有較少總點數(shù)或者較少鄰近點數(shù)時也是可以達到較低誤差的.如表3所示,對于局部邊界節(jié)點法而言,隨著鄰近點數(shù)的增加,誤差先減小后增大.并且當鄰近點數(shù)m=20時,均方根誤差最小.所以求解數(shù)值波浪水槽時,取鄰近點數(shù)為20 左右均能保持較高的精度水平.綜上可知,相比于廣義有限差分法,局部邊界節(jié)點法可以通過取更少的總點數(shù)和鄰近點數(shù),使得其稀疏矩陣需要更少的內(nèi)存和計算時間.
表2 不同總點數(shù)下LBKM 與GFDM 的均方根誤差Table 2 The RMSE1s of LBKM and GFDM under different total numbers of nodes
表3 不同鄰近點數(shù)下LBKM 與GFDM 的均方根誤差Table 3 The RMSE1s of LBKM and GFDM under different numbers of nearest nodes
此外,表4給出了不同總點數(shù)下自由液面上速度勢 φ及其相應(yīng)偏導數(shù)值? φ/?x和?2φ/?x2的均方根誤差.由表4可知,速度勢φ 及其相應(yīng)偏導數(shù)值? φ/?x和?2φ/?x2的均方根誤差均隨總點數(shù)增加而減小.同時,類似于傳統(tǒng)配點技術(shù),局部邊界節(jié)點法計算得到的數(shù)值結(jié)果隨著偏導數(shù)階數(shù)的升高,誤差逐漸增大,不過其對應(yīng)的二階偏導數(shù)值誤差均低于4 ×10?2.
表4 不同總點數(shù)下φ,? φ/?x 和? 2φ/?x2的均方根誤差Table 4 The RMSE2s of φ , ? φ/?x and ? 2φ/?x2 under different total numbers of nodes
從上述討論可以看出,局部邊界節(jié)點法能夠準確、穩(wěn)定地求解數(shù)值水槽問題.圖2展示了不同總點數(shù)、不同時間間隔和不同鄰近點數(shù)下所求得的自由液面在x=4處的高程演化曲線與二階Stokes 波解析解的比較.從圖2(a)~(c)的比較結(jié)果中可以看出,除了最初幾個周期外,局部邊界節(jié)點法數(shù)值解與二階Stokes 波解析解基本吻合.由于上游入射邊界條件引入了斜坡函數(shù),所以局部邊界節(jié)點法數(shù)值解和解析解在最初存在一定差異是合理的.圖2(a)~(c)的比較結(jié)果驗證了所提局部邊界節(jié)點法解決方案的準確性、穩(wěn)定性和一致性.
圖2 在x =4處自由液面高程演化圖:(a)不同總節(jié)點數(shù);(b)不同時間間隔;(c)不同鄰近點數(shù)Fig.2 Evolution of free-surface elevation at x =4: (a)different total numbers of nodes; (b)different time increments;(c)different numbers of nearest nodes
為了避免波浪在下游邊界的反射現(xiàn)象,我們在下游邊界設(shè)置了海綿層達到吸收反射波的效果,并且海綿層的厚度設(shè)置為2.為了驗證海綿層的有效性,圖3展示了自由液面在4 個不同時刻的輪廓圖,從圖中可以很明顯地看出波浪呈周期性變化,但當波浪到達海綿層以后,波高呈現(xiàn)逐漸減小的趨勢,直至為零,所以波浪在下游邊界的反射現(xiàn)象基本上不可見,驗證了下游海綿層的有效性.
圖3 自由表面在4 個不同時刻的輪廓Fig.3 Profiles of free surface along the flume at 4 specific moments
含有梯形防波堤的數(shù)值波浪水槽寬度b=30、 水深h=0.4.水下梯形防波堤的尺寸和位置如圖4所示.在此算例中,x=0處 的入射條件采用二階Stokes 波,勢函數(shù)如式(21)所示,其中波長 λ 、波周期T和波高H分別為3.693,2 和0.02.總節(jié)點數(shù)N=20 415,時間間隔 Δt=0.005,鄰近點數(shù)m=20,總時間為12T.在本例中,取Δx=0.025將節(jié)點沿x方向均勻分布.對于每個垂直方向,從實心底部到靜水表面均勻放置15 個節(jié)點,梯形防波堤的節(jié)點布置如圖5所示.
圖4 梯形防波堤數(shù)值波浪水槽的示意圖Fig.4 The schematic diagram of the numerical wave flume with a trapezoidal submerged obstacle
圖5 梯形防波堤數(shù)值波浪水槽的布點圖Fig.5 Distributions of nodes of the numerical wave flume with a trapezoidal submerged obstacle
取自由液面上的5 個點用來記錄在最后兩個模擬周期(10T~12T)的高程演化曲線,其中5 個記錄點的具體位置分別為x=5.7,x=10.5,x=12.5,x=15.7,x=17.3.5 個記錄點的高程演化曲線如圖6(a)~(e)所示,并與Ohyama 等的實驗結(jié)果[19]、廣義有限差分法結(jié)果(鄰近點數(shù)m=40)進行比較,可以觀察到局部邊界節(jié)點法結(jié)果和已有結(jié)果具有良好的一致性.從圖中可以看出,在x=5.7處,由于波浪還未與梯形防波堤發(fā)生相互作用,波峰波谷仍然呈現(xiàn)周期性變化;當波浪與梯形防波堤發(fā)生作用后,波峰變得比較陡峭,而波谷變得相對比較平坦,在x=12.5處 表現(xiàn)最為明顯,這是因為在較淺的流體區(qū)域內(nèi),波的非線性進一步增加.此外,自由液面從x=6到x=17在 4 個特定時刻(t=10T,t=10.25T,t=10.5T,t=10.75T)的表面輪廓如圖7(a)~(d)所示.由圖7可以觀察到非線性水波與水下障礙物之間的相互作用.通過比較結(jié)果證明,局部邊界節(jié)點法能夠在較小離散區(qū)域內(nèi)準確模擬含有水下障礙物的波浪傳播問題.
圖6 最后兩個周期的高程演化Fig.6 Elevation evolution of the last 2 periods
圖7 自由液面從 x =6 到 x =17在特定時刻的表面輪廓Fig.7 Free surface profiles from x =6 to x =17 at specific moments
本文首次采用局部邊界節(jié)點法結(jié)合二階Runge-Kutta 法求解數(shù)值波浪水槽.在數(shù)值波浪水槽中,首先通過2.1 小節(jié)的算例確定了形狀參數(shù)的取值范圍為c∈[0.1,3],得到合理形狀參數(shù)c=1;并且說明局部邊界節(jié)點法能夠在較少的總節(jié)點數(shù)和較小的局部子域內(nèi)精確求解數(shù)值波浪水槽,更加適合大規(guī)模流體力學問題的計算,為大規(guī)模流體問題的求解提供了新思路;同時驗證了局部邊界節(jié)點法求解的準確性、穩(wěn)定性和一致性.其次通過2.2 小節(jié)的算例模擬了波浪與近海岸防波堤的相互作用.結(jié)果表明,當波浪與梯形防波堤發(fā)生作用后,波峰變得比較陡峭,而波谷變得相對比較平坦,這是由于在較淺的流體區(qū)域內(nèi)波的非線性進一步增加的結(jié)果.通過比較可以看出,使用局部邊界節(jié)點法能夠在較小離散區(qū)域內(nèi)精確地模擬波浪與近海岸防波堤的相互作用,從而為近海岸防波堤的相關(guān)研究和設(shè)計提供了數(shù)值參考.