海岸动力学1-1

海岸动力学1-1第一章波浪理论第一节、概述第二节、微幅波理论第三节、有限振幅斯托克斯波理论第四节、浅水非线性波理论第五节、各种波理论的适用范围第六节、随机波理论简介第一节概第一章波浪理论一、海洋波动概念和波浪分类1、按波浪所受的干扰力和周期分类第一节概第一章波浪理论一、海洋波动概念和波浪分类表面张力波:其波长小于1.7cm，最大波高为1至2mm重力波:周期1～30s的波浪，其主要干扰力是风，重力是它的恢复力。长周期波:风暴潮；海啸。潮波:其周期最长。1、按波浪所受的干扰力和周期分类2、按波浪形态分类规则波:离开风区后自由传播时的涌浪接近于规则波。不规则波:大洋中的风浪。3、按波浪传播海域的水深分类深水波:h/L≥0.5有限水深波0.5＞h/L＞0.05。浅水波h/L≤0.05其中h为水深，L为波长,4、按波浪运动状态分类振荡波(推进波,立波)推移波5、按波浪破碎与否分类破碎波，未破碎波和破后波此外根据波浪运动的运动学和动力学处理方法，还可以把波浪分为微小振幅波(线性波)和有限振幅波(非线性波)二、波浪运动的描述方法和控制方程1、波浪运动的描述方法欧拉法:亦称局部法，它是以空间某一固定点为研究对象，研究任一质点流过固定点的运动特性欧氏法研究的是某一流场的变化，它能给出某一固定时刻空间各点的速度大小和方向，亦即给出流线(Streamline)。拉格朗日法:亦称全面法，它以空间某一质点为研究对象，研究该质点相对于初始条件的各个不同时间的位置、速度和加速度等。拉氏法研究的是某一质点的位置变化，(Pathline).描述规则波浪运动的理论微幅波理论(Airy,1845)有限振幅波理论(Stokes,1847)椭圆余弦波理论孤立波非线性波2沿正x方向以波速c向前传播的二维运动的自由振荡推进波，x轴位于静水面上，z轴竖直向上为正。波浪在xz平面内运动。简单波理论假设：流体是均质和不可压缩的；流体是无粘性的理想流体；自由水面的压力是均匀的且为常数；水流运动是无旋的；海底水平、不透水；流体上的质量力仅为重力；波浪属于平面运动，即在xz平面内作二维运动。势波的水质点的水平分速u和垂直分速w可由速度势函数导出kwiuVkzixVxuzw不可压缩流体连续方程0zwxu02222zx02或记作xuzw势波运动的控制方程定解条件1)在海底表面，水质点垂直速度应为零，即0hzw,0zz=-h2)在波面z=η处，应满足两个边界条件.动力边界条件:由假设自由水面压力为常数并令p=0，根据伯诺里方程有,02122gzxtzz非线性项自由水面运动学边界条件为zzxxt,0非线性项3)波场上、下两端面边界条件),(),,(zctxtzx02波动定解问题,0zz=-h02122gzxtzzzzxxt,0),(),,(zctxtzxxuzw2221zxtgzpp(压力场)(流速场)两个困难1)2)自由水面位移η在边界上的值是未知的，即边界条件不是确定的。要求得上述波动方程的边值解，最简单的方法是先将第二节一、微幅波控制方程和定解条件波动问题线性化假设波动的振幅a远小于波长L或水深h，微幅波理论。首先由艾利1845年提出，艾利波理论。非线性项与线性项之比是小量，可略去，线性波理论。0,0zgt0,0ztz0,1ztgzzxxt,002122gzxtzz0,022zzgt0,0zgt0,0ztz0,1ztgzzxxt,002122gzxtzz0,022zzgt微幅波理论控制方程和定解条件可综合写成如下02,0z0,022zzgt0,1ztg),(),,(zctxtzxz=-htgzpxuzwp(压力场)(流速场))tanh(2khgk波面二、微幅波理论解——分离变量法求解)sin(coshcosh2tkxkhhzkgH势函数的解自由水面波面)cos(2tkxH)tanh(2khgk弥散关系tanh-双曲正切函数,cosh-双曲余弦，sinh-双曲余弦σ--角频率、k--波数,h--水深弥散方程等价关系式)tanh(22khgTL)tanh(2khgTc)tanh(2khkgc当水深给定时，波的周期愈长，波长亦愈长，波速也将愈大，这样就使不同波长的波在传播过程中逐渐分离开来。这种不同波长(或周期)的波以不同速度进行传播最后导致波的分散现象称为波的弥散(或色散)现象。)tanh(2khgk三、微幅波解的讨论——1深水波情况当水深h或kh为无限大，即h,kh→∞时，1)tanh(khkh9962.0)tanh(khkh水深h大于波长L的一半，或说kh＞π时，可认为已处于深水情况。这时，波浪弥散方程可以化简为gk2220gTL20gTc在深水情况下波长和波速与波周期有关，而与水深无关2当水深与波长相比很小时，khkh)tanh(0khKh=π/100.30420.3142khkh)tanh(hgk22ghTLsghcskh＜π/10或h＜L/20时，属于浅水，弥散方程简化为在浅水中波速只与水深有关，而与波周期或波长无关。因此任何波周期(或波长)的波浪传播到浅水区后，波浪的传播速度只由当地水深控制。（非弥散波）5.005.0Lh5.0Lh05.0Lh20hL2hL浅水波(长波)中等水深波深水波（短波）ghcs)tanh(2khgTc20gTc小结四、微幅波的速度场和加速度场)cos(sinhcoshtkxkhhzkTHxu)sin(sinhsinhtkxkhhzkTHzw任一点处水质点运动的水平分速u和垂直分速w分别为)cos(2tkxH五、微幅波的质点运动轨迹0,0yxdtddtd,静止时位于处的水质点，在波动中以速度运动着，在任一瞬间水质点的位置在00,yyxxξ与ζ是水质点迁移量(质点离开静止位置的水平和垂直距离).处速度微幅波假定:00,yyxx处速度等于0,0yxdtzxudtzxutt),(),(000000dtzxwdtzxwtt),(),(000000tkxkhhzkHdtwt000cossinhsinh2水质点的迁移量tkxkhhzkHdtut000sinsinhcosh2ab水质点运动轨迹方程为1220220bzzaxx任意时刻水质点的位置0xx0yy水质点运动轨迹为一个封闭椭圆，其水平长半轴为a，垂直短半轴为b。在水面处b＝H/2，即为波浪的振幅，在水底处b＝０，说明水质点沿水底只作水平运动。在深水情况下，a=b，水质点运动轨迹为为一个圆，在水面处轨迹半径为波浪振幅，随着质点距水面深度增大，轨迹圆的半径以指数函数形式迅速减小六、微幅波的压力场微幅波场中任一点的波浪压力可由线性化的伯诺里方程求得2221zxtgzpztgzpz线性化tkxkhhzkHggzpzcoscoshcosh2zkggkgzpzzzzk(压力响应系数)静水压力部分动水压力部分khhzkkzcoshcoshKz—为压力响应系数或压力灵敏度系数，它是z的函数，随着质点位置深度增大而迅速减小七、微幅波的波能和波能流1微幅波波能势能:水质点偏离平衡位置所致动能:质点运动所致质量流波能流动量流波周期平均值,水深积分输送量右边左边七、微幅波的波能和波能流1微幅波波能波浪能量随着波浪向前传播而传播。研究近岸泥沙运动，常常将其与波能联系起来。波能由势能和动能两部分组成。波浪势能是因水质点偏离平衡位置所致，一个波长范围内单宽波峰线长度的波浪势能:dxgdxdzgzELLp20002LgHEp2161势能LhkdxdzwuE0222LhkdxdzwuE00222LgHEk2161LgHEEEkp281波浪动能是由于质点运动而产生，一个波长范围内单宽波峰线长度的波浪动能由下式计算微幅波近似一个波长范围内，单宽波峰线长度的平均总波能为(单位海面面积上的波能)281/gHLEE总波能为微幅波平均总波能与波高的平方成正比2微幅波波能流(或波功率)波周期平均值,水深积分从左到右波能输送量(右边能量的增加)右边左边微幅波传播过程中不会引起质量输移，但波动会产生能量的输送。微幅波波能流由下式计算:dtdzugzpTPhzTtt01cnEP)2sinh(2121khkhngcEP若令为波能传播速度表明通过波能流(或波功率)等于平均波能与波能cncg1222wwvwuvwvvuuwuvuM瞬时动量流ρu２，ρv２，ρw２称为正向动量流，其余各项为切向动量流。水质点速度在x、y、z方向的分量为u、v、w，2辐射应力(波浪引起的周期平均动量流)(作用在单位水柱体的垂直于x轴的侧面上的x方向总水平动量流的时均值)—(无波浪时作用在这个面上的水平动量流)==(作用在垂直于x轴平面上的x方向剩余动量流，称为辐射应力在x方向的主分量)dzpdzupShhzxx002右边左边作用在垂直于y轴平面上的y方向剩余动量流dzpdzvpShhzyy002垂直于x轴平面上的y方向动量流或辐射应力在垂直于x轴平面上的切向分量(波动压力与静水压力都没有切向分量)dzvuShxyyxxySS张量形式yyyxxyxxSSSSS0,02uu注意到3微幅波中的辐射应力微幅波理论的水质点速度及波动压力微幅波的辐射应力考虑波向与x轴一致，水质点水平速度在y方向的分量v=0。212nESxx21nESyy0xyS)2sinh(2121khkhn其中2100212nnES波向与x轴一致时辐射应力张量当波浪传播方向与x轴交成任意角度α时辐射应力张量)12(sin2sin22sin2)12(21cos22nnnnnnES当波浪场中波高不变时，单位水柱体上的作用力是平衡的。若波浪场中的波高随(x,y)而变，则辐射应力也随(x,y)而改变。九、波群和波群速度实际波浪是由不同周期、不同波高的许多个波迭加起来的波，考察最简单的迭加情况：假定两列波高相同而波周期略有差别的简单波的迭加。txktkxHtxkkHtxkkH2