0.4 0.6 0.8 1.0 スリット関口率
図
‑ 3 . 4 . 4
浅海域における衝撃波圧の実験値と理論値3. 4. 2 深海域におけるモデル
深海域においても，現象としては浅海域と同様に，半円筒前面とケーソン表面で 2度 衝 撃圧を生じているものと推定される.しかし，明確な双峰型のピークを示すケースが実験 値に見られないのは，二つの衝撃力の作用時間間隔が浅海域の場合に比べて短いためと考 えられる.しかし，あえて浅海の場合と同じ解析を行うと 以下のような結果が得られた.
ただし，ここでも衝撃波庄の発生機構，波圧の継続時間等は浅海域と問じであると考える.
図‑3.4.5は深海域実験の平均値を用いて，式 (3.4. 2)のλ=0.81，c]=2.08としたモデ ル(実線)と実験値との比較を行ったもので，図からわかるように対応は良くない.この ように，半円筒前面と背面のケーソンでの波圧ゼーク値の立ち上がり時間が，浅海の場合 のような直立壁における継続時間の半分以上離れているとする双峰型波圧合力モデルでは，
深海域実験のデータの傾向を説明することが出来ない.
主 主2.0
巴J
E
ち
a..i f
1.5:e
︺e a s
‑
‑ e a : : a a
﹁ 白 白
‑ 一
‑
‑
︐
‑
守
‑ 噌
‑
‑
‑
︑
‑ .
‑ 守
‑
‑
‑
‑ 令
e
‑ e
e
‑
‑ ' J e
‑
‑ 1
:
;
‑
‑‑ a J
・
9
‑
‑ J
一・
・ . .
4 ︐・
0 ?f ‑
e a︐
. 4 ・
a b‑ ‑
o ' ・ ・
a e
Aa t M
一ι︑平1
・ ' ・
o a ‑
‑ ‑ B a o ' o o ‑
‑ 人 ャ 白
色 ・
I白 . ︐
0・
4 o e ‑
‑ ' '
‑
‑
︾
J
‑
‑
‑ 1
‑ : 1
‑
‑ 1
. 守
・
1
‑
‑ 1
・
‑
‑ f
:
;
‑
: : :
︐
e
‑ J
J j
e
‑
‑ j e e i
‑
‑ F
; 1 l e o ‑ ‑ 0 ・
Ob
a‑
‑j
;l
oo
10
11
1・
:
:
;
‑
‑ e J
: i
:
‑ J
‑
E i
‑
‑ J
‑
‑ E i
‑
‑
‑ i
: 宇
e
;
: i
e
‑
⁝ ⁝
・ ・
︽ ︺
S
・ ・ ⁝
J
︐
︐
:
・
句 .
! . 0 目
. ..
台 ''
. . .
j e . : : j
. : i ' :
•
句
‑
‑
‑
‑
:
‑ J
‑ :
;
ャ
J J
⁝ ⁝ ⁝ ・
・ ︽ 凶 ・
・ ・ ⁝ ¥
句
e
‑ J
‑
‑
‑
;
:
‑ i
・ 苧
‑ J
‑ E
‑ i
‑ 一
‑ i
一 一 一 一
︑ 一 リ白
﹃
':
iA
;:
00
・s aa
目 ︒
::
::
:0
・t o o l
‑ ﹁
::
::
:ι
n・d・
‑ e f
; o j e a l
‑ ‑
守: J
O
⁝ ⁝ ⁝ ・
・ ( 単 ・
・ ⁝
e
••
‑
‑
︐
. . e .
︐
‑
‑
F
‑
‑
喝
守
‑ a
.
‑
︐ 苧
e
‑
︐ .
‑
一 一 一
4⁝
ヤ 4 ι
γ
⁝
γ. . 0 : : ; a : :
台: ; . : . : :
: . : : t ; j . : e : ; . :
. ふ
十 十
一 ? γ 0 : j . : t
. . 0
白山
S oo ‑
‑ s: :
j s
﹁ 寸 寸
g
5 0 5 0
3•••
3 2 1
0.5 ‑O 実験値平均値
一 一 理 論 値 0.0
0.0 0.2 0.4 0.6 スリット関口率
0.8 1.0
図
‑ 3 . 4 . 5
深海域における衝撃波圧の実験値と理論値( N o .
1)50
そこで，深海域においては，二つの波圧ピークの時間関隅 fが直立壁における継続時間 の半分(tp')より短いとするモデルを考える.半円筒を前と同様に有子し平板で近似する.流 速をUとすれば，半円筒の幅 2R全体に時間
t
pの間に流入する流体の運動量は，浅海の場合 と同様に 2ρU2Rtpμとなる.深海域での衝撃波正は，前面部の空気を含むローラーの衝 突により発生することは前に説明した.μは空気を除く流体実質部分の割合である.スリットの孔の匝積比率をνとすれば，空隙を通過してら間に輸送される運動量は2ρ U2R ν tpμとなる.2ρ U2R tpμからこれを差し引いた値2ρ U2R tpμ(1‑ν)が半円筒部に衝撃力 を生ずる運動量となる.半円筒前面と背面のケーソンでの衝撃波庄は，浅海域と詞様に三 角形でモデル化する.それぞれの継続時間は浅海域と同様に
t
p't
p'とする.半円筒前面で 発生する衝撃波圧のピーク値を 11，ケーソンに作用する衝撃波圧のピーク値をんとすると，次の関係が成立する.
11=2ρU2Rμ(1‑ν)λ
ι=2ρ U2R μ ν ( 3 .4. 3) ここに， λは半円筒部(不透過)の衝撃力の減少係数でである.2ρ U2Rμν= C2とすれ ば，
11= C2(1‑ν)
ん=
C2ν/λ (3. 4. 4) となり，図‑3.2.5の実験値を用いるとλ=0.8，1 c]=2.08となる.ここまでは，浅海域のモデルと同じであるが，I1とんの作用時間関隔が留一3.4.6に示す ようにら'より短い場合，両者の和Fは I1とんの間で直線的に変化する. Fの最大値が両 者の合力のピーク値となる. Fは次式で表される.
￨(fp‑I1v v (JP‑f)￨
F = max ~ C 2 (1 ‑v
)十じー十一
LC2';‑'c
2ー+一一一 C2 (1-V)~i t F 2入' λ P ~2\'" "r
x
c {
2 (1‑v)十叫斗寸 c
2ト 与 )
(3. 4. 5) fは 実 測 で き な い の で こ こ で は げ らを O.1刻みで0.3まで計算した.実験値とモデル(破 線)を比較した結果を示したものが図‑3.4.7である.図から分かるように
t
宇=0.2t
pの 場合に両者の対応が最も良い.なお ，t
ヴt
pに関わりなく Fの最小値は ν口 λ2/(1+λ2) =0.396で現れる.
浅海においては tうt' p' 深海では t*=O.2 tpとなる理由は明かでないが，遊水部内の水の 存在が関係するものと考えられる.すなわち，浅海の場合，砕波の前面の傾斜は非常に大 きい.したがって，流体が衝突した時点で、は遊水部内の水位は低く，スリットから遊水部
スリットから吹き出した水が遊水部内で、
この遊水部内の水位の差が γ 上昇してきた水に衝突することによって衝撃力が発生する.
の差となるものと推定した.
一方，深海では砕波前面の傾斜は小さく，
する.
街酔
準法
圧
「 一 一 五 福 討 l
徳世
帯波
圧
衝撃波圧
作 用 時 間 . ，
i関口率が大きい場合￨
L
衝撃波圧
深海域における衝撃波庄の模式図
52 図
‑ 3 . 4 . 6
N 、、、
N
江
@
2.5 → ...-1-...L...:.~.:::l~.~:::.:f.'ぷ寸
•
~
.
2.0