波浪中兩固定浮式結構窄縫間水動力干擾研究

紀仁瑋，朱仁慶，楊 帆，陳旭東，劉 星

(江蘇科技大學 船海學院，江蘇 鎮江 212003)

0 引 言

隨著船舶制造和運輸行業的持續發展，單一的海洋浮式結構物已無法滿足開發生產的實際需求，全世界將面臨更多有關于多浮式結構協同作業的問題。相比于單一作業的浮式結構，多浮式結構系統間的強非線性、強耦合以及耦合共振問題極其明顯和復雜。如浮式生產儲油裝置（FPSO）、浮式液化天然氣系統（Floating Liquefied Natural Gas System，FLNG）、超大型浮體（Very Large Floating Structures，VLFS）等，這些皆稱為海洋浮式結構。當這些海洋浮式結構在海上輸運/駁運作業時，運輸駁船與其組成了相對復雜的多浮式結構系統。在某些海況下，多浮式結構之間會出現嚴重影響海上作業安全性和穩定性的強耦合作用情況，如何有效預報和評估海洋浮式結構在海上作業時的水動力性能與結構可靠性，是最近幾年船舶與海洋工程領域相關學者關注的熱點問題。

旁靠系泊由于窄縫距離小、管路易于布置等優點，有著廣泛的應用。但兩浮式結構之間狹小的距離使旁靠系統對海況的敏感度很大：每個單一浮式結構對波浪的作用也可能會對其他浮式結構產生影響；某些局部波浪會產生放大或遮掩效應。尤其是窄縫間流場發生流體共振時，流場的強非線性會變得極其明顯，這使得預報和評估多浮式結構之間的相對運動、流場分布以及受到的水動力變得相當困難。

目前主要通過理論分析、數值模擬和模型試驗3個方面來研究多浮式結構間的流場分布以及水動力耦合問題。本文在入射波浪為線性規則波，浮體近場的波浪運動為完全非線性，暫不考慮結構變形和液艙晃蕩影響的前提下，對波浪作用下兩固定浮式結構窄縫間流場（旁靠問題）的水動力相互作用開展數值模擬方面的研究，對比探究不同波浪周期（波浪頻率）、不同窄縫間距對窄縫間流場的影響，其次對不同模型參數的模擬結果進行對比探究。最終通過對比分析不同工況下窄縫間流場的波面升高，對兩固定浮式結構窄縫間流場的水動力共振現象作出初步預測。

1 數值模擬基本理論

1.1 流體運動基本方程

假設流體為粘性且不可壓縮，同時滿足質量守恒的連續方程和動量守恒的運動方程。

1）連續方程（質量守恒方程）

Euler型連續性方程的微分表達式如下：

2）動量守恒方程（N-S方程）

動量守恒方程是所有流體運動都必須滿足的方程。最早由Navier于1827年提出，當時只考慮流體不可壓縮。而后進過多年的不斷發展，在1831年Possion提出了可壓流體的運動方程。隨后在1843年和1845年，Saint-Venant和Stokes分別提出將粘性系數看作常數的運動方程。

在FINE/Marine軟件計算過程中引入湍流模型（如k-ε模型，k-w模型等）即可求解粘性流體的湍流流動相關問題。

1.2 數值離散方法

對于實際工程問題，計算之前需要對計算區域進行離散，離散方法分為有限元法、有限差分法以及有限體積法。有限體積法，作為CFD領域使用最為廣泛的離散方法之一，可視作有限元法和有限差分法的中間產物。

對于動量方程和湍流方程的離散方法，FINE/Marine軟件中的離散格式有：GDS、UPWIND、HYBRID、CENTERED、AVLSMART和BLENDED等。對于動量方程和湍流方程，本文在FINE/Marine里運用基于有限體積法的AVLSMART離散格式對計算區域進行離散處理海洋平臺運動問題。在FINE/Marine中有壓力、速度分量、速度通量、矯正量、湍流頻率、湍動能以及氣水質量的欠松弛因子可用于求解器加速收斂的參數。

1.3 自由液面捕捉法

在船舶與海洋工程的計算流體力學（CFD）技術發展過程中，對自由液面計算的研究一直是個難題。

早期的自由液面數值計算，主要采用勢流理論方法，但無法準確地預報尾部流動，隨后在基于RANS方法求解時采用歐拉模型中的MAC法和VOF法，VOF方法是通過流體占據網格單元體積比例以追蹤自由液面的方法。較于MAC方法，VOF法具有計算時間短、存儲量小、邊界條件易處理、便于編制計算程序等優點。

VOF方法的基本原理如下：

假設第q種流體在單元中體積分數是αq，因此存在3種可能：

1）αq=0表示在單元中第q種流體的含量為0；

2）αq=1表示在單元中充滿了第q種流體；

3）0＜αq＜1表示在單元中存在著不同流體交界面。流體之間的交界面可以利用體積分數的連續性方程來確定，對第q種流體有：

各種流體的體積分數滿足以下公式：

式中：u為x方向速度分量；w為z方向速度分量。

需要注意的是，在每個單元中物理量都由單元中的所有分相的體積加權平均值決定，例如單元中流體的密度表示為：

其他流體特性（如粘性等）也可用類似方法計算得到。

VOF法追蹤自由液面雖然取得了一定的進步，但是仍無法滿足實際工程的需求，并不能很好地處理像波浪破碎這樣復雜地自由液面變化特征，從而無法準確預報船舶與海洋結構物在風浪流中的運動特性和水動力特性。針對這些問題，在本次研究中對于波浪自由液面的處理方法，Fine/Marine軟件采用基于全六面體非結構化網格技術求解粘性雷諾數平均方程的自由液面捕捉法。采用該自由液面捕捉法將空氣和水作為單一流體同時計算，該單一流體的特性（密度ρ，粘性系數υ）在空間的變化取決于構成函數c。

通過求解以下運動方程來確定構成函數c：

式中：V為控制體；S為圍成控制體的面積；U為速度；Ud為S上n方向的速度。

與其他文獻普遍采用的自由液面跟蹤法相比，該自由液面捕捉法具有更好的靈活性與適應性，可較好地處理破碎波等復雜的自由液面。本文的自由液面捕捉采用BRICS離散格式，可壓縮型離散格式BRICS可以減小自由液面附近構成函數的數值擴散，可以有效地減小自由液面模擬的數值耗散誤差。

1.4 波浪理論

水波問題的基本方程和邊界條件如下：

2 不同波浪周期、不同間距對窄縫間流場的影響

2.1 計算模型和計算工況

研究選用2個相同的DTMB5415模型作為兩固定浮式結構的幾何模型。該船模為國際船模水動力數值計算會議的標模，模型的主要參數如表1所示。

表 1 浮式結構模型（DTMB5415船模）的主要參數Tab. 1 Main parameters of the floating structure model（DTMB5415 ship model）

本次對比分析采用控制變量法，通過改變波浪參數以及數值模型之間距離的大小，對比探究不同參數對窄縫間流場的影響，并對窄縫間流場的水動力共振問題進行規律探索。

模型間距為0.06 m時，共3種工況：波浪周期分別為0.506 s，0.716 s以及1.012 s，對應的波長分別為0.4 m，0.8 m以及1.6 m；間距為0.12 m時，共4種工況：波浪周期分別為0.566 s，0.8 s，1.132 s以及1.389 s，對應波長分別為0.5 m，1 m，2 m以及3 m；間距為0.24 m時，共3種工況：波浪周期分別為0.62 s，0.877 s以及1.24 s，對應波長分別為0.6 m，1.2 m以及2.4 m。

2.2 模型間距為0.06 m，3種波浪周期下窄縫間流場的波面升高

窄縫間距（0.06 m）、波高（0.02 m）以及水深（1.5 m）相同，選取波長為0.4 m，0.8 m以及1.6 m三種工況，分別對應波浪周期0.506 s，0.716 s以及1.012 s，對比分析各自窄縫間流場。選取典型時刻，以上3種工況對應的波面升高如圖1～圖3所示。

圖 1 波浪周期為0.506 s，T=3.9 s～T=4.3 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 1 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 0.506 s and T=3.9 s T=4.3 s in the wave period

圖 2 波浪周期為0.716 s，T=6.3 s～T=6.7 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 2 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 0.716s and T=6.3 s T=6.7 s in the wave period

圖 3 波浪周期為1.012 s，T=4.0 s～T=4.4 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 3 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 1.012 s and T=4.0 s T=4.4 s in the wave period

分析以上波面升高圖，可以得出以下結論：

1）在波浪周期為0.506 s的工況下，當入射波波峰（波谷）傳播到窄縫入口約1/10～1/9船長處時，波幅增大。當波浪在窄縫間繼續傳播至約1/6～1/5船長處時，波峰（波谷）的峰（谷）點高度達到極大值約為波幅的1.5～2.5倍。隨后，窄縫內的波浪幅值持續減小直至波面平穩。由于波幅的減小幅度較為緩慢，加上選取的波長較短，窄縫間流場出現多個峰值點（見圖1）。

2）在波浪周期為0.716 s的工況下，當入射波波峰傳播到窄縫入口處時，窄縫內流場的波面升高十分明顯。當波峰傳播到模型首部約1/5～1/4船長處時，窄縫內流場的波面升高出現極大值（見圖2）：窄縫內波面升高的峰值點高度約為同一波峰其余流場（窄縫外流場）波面高度的1.5～2.5倍。隨著波浪的繼續傳播，窄縫內波面升高的峰值以相對較緩的幅度持續減小：當入射波峰傳播到船舯處時，窄縫內的波面升高值約為波浪幅值的0.5～1.5倍（見圖2）。隨后，該波峰處的窄縫內流場波面趨于平穩。

3）在波浪周期為1.012 s的工況下，入射波峰在窄縫入口處同樣也存在著波面升高，但波面升高的峰值出現于船首部約1/10～1/8船長處。相比于波浪周期為0.716 s的工況，接下來窄縫內波浪幅值的減小更加迅速：波峰傳播到船中附近時，窄縫間流場波面已趨于平穩。

2.3 模型間距為0.12 m，4種波浪周期下窄縫間流場的波面升高

窄縫間距（0.12 m）、波高（0.02 m）以及水深（1.5 m）相同，選取波長為0.25倍、0.5倍、1倍以及1.5倍船長（LPP=2 m）4種工況，分別對應波浪周期0.566 s，0.8 s，1.132 s以及1.389 s，對比分析各自窄縫間流場。選取典型時刻，以上4種工況對應的波面升高如圖4～圖7所示。

圖 4 波浪周期為0.566 s，T=4.9 s～T=5.2 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 4 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 0.566 s and T=4.9 s T=5.2 s in the wave period

圖 5 波浪周期為0.8 s，T=4.6 s～T=5.0 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 5 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 0.8 s and T=4.6 s T=5.0 s in the wave period

圖 6 波浪周期為1.132 s，T=6.0 s～T=6.3 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 6 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 1.132 s and T=6.0 s T=6.3 s in the wave period

圖 7 波浪周期為1.389 s，T=3.6 s～T=3.9 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 7 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 1.389 s and T=3.6 s T=3.9 s in the wave period

分析以上波面升高圖，可以得出以下結論：

1）在波浪周期為0.566 s（波長為0.25倍船長）的工況下，當入射波波峰（波谷）傳播到窄縫入口約1/10～1/9船長處時，波幅增大。當波浪在窄縫間繼續傳播至約1/6船長處時，波峰（波谷）的峰（谷）點高度約為波幅的1.5～2.5倍。隨后，窄縫內的波浪幅值持續減小直至波面平穩。由于波幅的持續減小較為緩慢，加上波長較短，窄縫間流場出現多個峰值點（見圖4）。

2）在波浪周期為0.8 s（波長為0.5倍船長）的工況下，當入射波波峰傳播到窄縫入口處時，窄縫內流場的波面升高十分明顯。當波峰傳播到模型首部約1/4～1/3船長處時，窄縫內流場的波面升高出現極大值（見圖5）：窄縫內波面升高的峰值點高度約為同一波峰其余流場（窄縫外流場）波面高度的1.5～3倍。隨著波浪的繼續傳播，窄縫內波面升高的峰值以相對較緩的幅度持續減小：當入射波峰傳播到船中處時，窄縫內的波面升高值約為波浪幅值的0.5～1.5倍（見圖5）。隨后，該波峰處的窄縫內流場波面趨于平穩。

3）在波浪周期為1.132 s以及1.389 s的工況下，入射波峰在窄縫入口處同樣也存在著波面升高，但波面升高的峰值出現于船首部約1/10～1/8船長處。相比于波浪周期為0.8 s的工況，接下來窄縫內波浪幅值的減小更加迅速：當波峰傳播到船中附近時，窄縫間流場波面已趨于平穩。

2.4 模型間距為0.24 m，3種波浪周期下窄縫間流場的波面升高

窄縫間距（0.24 m）、波高（0.02 m）以及水深（1.5 m）相同，選取波長為0.6 m，1.2 m以及2.4 m三種工況，分別對應波浪周期0.62 s，0.877 s以及1.24 s，對比分析各自窄縫間流場。選取典型時刻，以上3種工況對應的波面升高如圖8～圖10所示。

圖 8 波浪周期為0.62 s，T=8.6 s～T=9.0 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 8 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 0.62 s and T=8.6 s T=9.0 s in the wave period

圖 9 波浪周期為0.877 s，T=7.3 s～T=7.7 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 9 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 0.877 s and T=7.3 s T=7.7 s in the wave period

圖 10 波浪周期為1.24 s，T=7.3 s～T=7.7 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 10 A diagram of wave elevation changes in the flow field between 1.24 s and T=7.3 s T=7.7 s in the wave period

分析以上波面升高圖，可以得出以下結論：

1）在波浪周期為0.62 s的工況下，當入射波波峰進行到窄縫入口約1/9～1/8船長處時，波幅增大。當波浪在窄縫間繼續進行至約1/6～1/5船長處時，波峰的峰值點高度達到極大值，約為波幅的1～2倍。隨后，窄縫內的波浪幅值持續減小直至波面平穩。由于波幅的減小幅度較為緩慢，加上選取的波長較短，窄縫間流場出現多個峰值點（見圖8，T=9.0 s時刻的流場波面升高示意圖）。

2）在波浪周期為0.877 s的工況下，當入射波波峰傳播到窄縫入口處時，窄縫內流場的波面升高十分明顯。當波峰傳播到模型艏部約1/4～1/3船長處時，窄縫間流場的波面升高出現極大值（見圖9）：窄縫內波面升高的峰值點高度約為同一波峰其余流場（窄縫外流場）波面高度的1.5～2.5倍。隨著波浪的繼續傳播，窄縫內波面升高的峰值以相對較緩的幅度持續減小：當入射波峰傳播到船中處時，窄縫內的波面升高值約為波浪幅值的0.5～1.5倍（見圖9）。隨后，該波峰處的窄縫內流場波面趨于平穩。

3）在波浪周期為1.24 s的工況下，入射波峰在窄縫入口處同樣也存在著波面升高，但波面升高的峰值出現于船艏部約1/10～1/9船長處。相比于波浪周期為0.877 s的工況，接下來窄縫內波浪幅值的減小更加迅速：當波峰傳播到模型中后部時，窄縫間流場波面已趨于平穩。

2.5 小結

通過對以上3種模型間距及其典型波浪周期的波面升高結果進行分析比較，本次研究得到如下規律以及可能的解釋：

1）在波浪周期較大即波浪較長時，入射波浪無法進入兩固定浮式結構間的窄縫，波浪直接繞過兩浮式結構繼續傳播，窄縫內流場受遮蔽效應而幅值很小，波浪升高的峰值點出現在船體迎浪處的前端。

2）隨著波浪周期與入射波波長的減小，一部分波浪從模型首部的間隔處進入窄縫間的狹長間隔，并在模型兩側的不斷反射與疊加作用以及船底水體的流動作用下，到達共振周期，窄縫間流場出現了十分顯著的波浪放大。

3）而當入射波周期進一步減小時，窄縫間流場的內部作用更為復雜，加上入射波長較短，導致了多個峰值點的出現。

2.6 窄縫間流場水動力共振問題的規律探索

根據之前的數值計算結果，現通過對比分析對兩固定浮式結構窄縫間流場的水動力共振現象進行預測。研究主要通過觀察由于間隙共振引起的波面升高，分析波浪周期、窄縫間距等參數與水動力共振現象的內在聯系。

通過觀察窄縫間流場的波浪放大現象，選取不同窄縫間距、不同波浪周期的多種工況進行多次數值模擬近似預測出對應于特定窄縫間距的共振周期。相應共振周期時兩固定浮式結構周圍的波面升高如圖11～圖13所示，圖11（b）～圖13（b）顯示的是對應圖11（a）～圖13（a）中黑線位置處的波高歷程圖。

分析以上波面升高圖，可以得出以下結論：

1）當兩固定浮式結構在規則波的迎浪作用下到達共振周期時，窄縫間流場出現了十分顯著的波浪放大現象，窄縫間流場有且只有一個波面升高的峰值點，其最大高度約為同一波峰其余流場（窄縫外流場）波面高度的1.5～3倍。

2）當兩浮式結構間距增加時，窄縫間流場的水動力共振周期顯著增大：間距為0.06 m時，共振周期在0.716 s附近；間距為0.12 m時，共振周期在0.8 s附近；間距為0.24 m時，共振周期在0.877 s附近。

3 不同浮體形狀對窄縫間流場的影響

3.1 計算模型和計算工況

選擇窄縫間距0.24 m，入射波長1 m（0.5倍船長），入射波高0.036 m，在改變浮式結構外形尺寸的條件下進行多組數值模擬，并將計算結果與上一節的計算模擬結果進行對比分析。

對應上一節選取的垂線間長LPP為2 m的DTMB5415標準船模，現選取相同主尺度（2 m×0.28 m×0.14 m）建立方形駁船的幾何模型。駁船模型的幾何外形如圖14所示。

圖 11 窄縫間距為0.06 m，波浪周期為0.716 s（近似達到共振周期），T=6.7 s時刻的流場波面升高示意圖Fig. 11 The spacing between the slit holes is 0.06 m, the wave period is 0.716 s (approximately to achieve the resonance period), and the elevation of the wave field at T=6.7 s time is shown.

圖 12 窄縫間距為0.12 m，波浪周期為0.8 s（近似達到共振周期），T=4.8 s時刻的流場波面升高示意圖Fig. 12 The spacing of the narrow gap is 0.12 M, the wave period is 0.8 s (approximate to the resonance period), and the wave surface elevation of the flow field in the T=4.8 s moment is shown.

3.2 DTMB5415標模/方形駁船模窄縫間流場的數值模擬結果

3.2.1 流場的波面升高

在T=7.0 s附近選取幾個典型時刻，浮式結構周圍及其窄縫間流場的波面升高如圖15～圖16所示。

3.2.2 窄縫間流場的速度分布

選取典型時刻T=6.8 s以及T=7.0 s，浮式結構周圍及其窄縫間流場的速度分布如圖17～圖18所示。

圖 13 窄縫間距為0.24 m，波浪周期為0.877 s（近似達到共振周期），T=7.7 s時刻的流場波面升高示意圖Fig. 13 The spacing of the narrow gap is 0.12 M, the wave period is 0.8 s (approximate to the resonance period), and the wave surface elevation of the flow field in the T=4.8 s moment is shown.

圖 14 方形駁船外形圖Fig. 14 Shape of a square barge

圖 15 T=6.6 s（左）、T=6.8 s（右）時刻的流場波面升高示意圖Fig. 15 A diagram of flow elevation of flow field at T=6.6 s (left)and T=6.8 s (right) time

圖 16 T=7.0 s（左）、T=7.2 s（右）時刻的流場波面升高示意圖Fig. 16 A diagram of flow elevation of flow field at T=7.0 s (left)and T=7.2 s (right) time

圖 17 T=6.8 s時刻的流場速度矢量圖Fig. 17 Velocity vector diagram of flow field at T=6.8 s time

圖 18 T=7.0 s時刻的流場速度矢量圖Fig. 18 velocity vector diagram of flow field at T=7.0 s time

3.2.3 作用于浮式結構表面的水動壓力

對比之前選取的典型時刻波面升高圖，同樣選取T=6.8 s、T=7.0 s兩個典型時刻，作用于DTMB5415標準船模內表面（與窄縫內流體相接觸一側表面）的水動壓力如圖19～圖20所示。

3.2.4 作用于浮式結構上的波浪力

兩固定浮式結構（DTMB5415標模Ship1、方形駁船模Ship2）受到的縱向、橫向以及垂向波浪力的時歷曲線如圖21～圖23所示。其中，垂向波浪力包括浮力。

3.2.5 小結

分析以上波面升高圖、流場速度矢量圖、水動壓力云圖以及波浪力的時歷曲線，可以得出如下結論：

1）在兩浮式結構窄縫間的流場內，相比靠近DTMB5415模型一側的流場，靠近方形駁船一側的流場波面升高更加明顯。由此可以推測：相對于擁有優良型線的船體，擁有規則幾何外形的浮式結構更加易于引發流場的波面升高。

2）在窄縫間流場的波面升高處，作用于兩固定浮式結構內表面的水動壓力明顯增大。由此可以推測：如果本次研究沒有約束兩浮式結構的橫向自由度，窄縫間流場的波面升高會引發浮式結構強烈的運動響應。

3）以上波浪力的時歷曲線呈現出更多的非線性。引發這種現象的可能原因：計算模型的非對稱性會引發窄縫間流場強烈的水動力耦合作用。

圖 19 T=6.8 s時刻浮式結構內表面的水動壓力云圖Fig. 19 Hydrodynamic pressure cloud on the inner surface of a floating structure at T=6.8 s time

圖 20 T=7.0 s時刻浮式結構內表面的水動壓力云圖Fig. 20 Hydrodynamic pressure cloud on the inner surface of a floating structure at T=7.0 s time

圖 21 縱向力的時歷曲線Fig. 21 The time history curve of the longitudinal force

圖 22 橫向力的時歷曲線Fig. 22 The time history curve of transverse force

圖 23 垂向力（包括浮力）的時歷曲線Fig. 23 The time history curve of the vertical force(including buoyancy)

3.3 方形駁船模/方形駁船模窄縫間流場的數值模擬結果

3.3.1 流場的波面升高

在T=7.2 s附近選取幾個典型時刻，浮式結構周圍及其窄縫間流場的波面升高如圖24所示。

3.3.2 窄縫間流場的速度分布

選取典型時刻T=7.2 s，浮式結構周圍及其窄縫間流場的速度分布如圖25所示。

圖 24 T=7.1 s～T=7.3 s內窄縫間流場的波面升高變化示意圖Fig. 24 Diagram of wave elevation change in the flow field between narrow slots in T=7.1 s T=7.3 s

圖 25 T=7.2 s時刻的流場速度矢量圖Fig. 25 Velocity vector diagram of flow field at T=7.2 s time

3.3.3 作用于浮式結構表面的水動壓力

對比之前選取的典型時刻波面升高圖，同樣選取典型時刻T=7.3 s，作用于方形駁船模型內表面（與窄縫內流體相接觸一側表面）的水動壓力如圖26所示。

圖 26 T=7.3 s時刻浮式結構內表面的水動壓力云圖Fig. 26 Hydrodynamic pressure cloud on the inner surface of a floating structure at T=7.3 s time

3.3.4 小結

分析以上波面升高圖、流場速度矢量圖以及水動壓力云圖，可以得出如下結論：

1）對于2個幾何外形規則且相同的方形浮式結構，規則波作用下其窄縫間流場的波面升高十分明顯，且流場的波面升高可以在窄縫內穩定傳播，不發生波浪破碎。

2）兩浮式結構周圍及其窄縫間流體的速度矢量分布均勻，幾乎不存在有旋運動以及速度的局部放大。

3）窄縫間流場對浮式結構的水動壓力與波面的升高/降低相對應：波面升高，浮式結構在對應位置附近受到的水動壓力增大；波面降低，浮式結構在對應位置附近受到的水動壓力減小。另外，水動壓力隨水深的增加而減小。

4 結 語

本文首先闡述了該研究課題的背景及意義，基于粘性流體力學理論以及計算流體力學（CFD）理論，利用較為成熟的計算流體力學軟件FINE/Marine，對兩固定浮式結構窄縫間的流場問題進行了數值模擬計算，通過觀察窄縫間流場的波面升高，對比探究不同波浪周期（波浪頻率）、不同窄縫間距對窄縫間流場的影響，同時還對不同波浪入射方向、不同模型參數的模擬結果進行了分析及對比探究。最后得到與參考文獻相一致的結論：當入射規則波達到共振周期時，窄縫間流場會出現顯著的波浪升高現象；隨著窄縫間距的增大，窄縫間流場的共振周期也隨之增大。

綜上所述，利用本文所采用的研究分析方法，可以對兩固定浮式結構窄縫間的流場問題進行有效模擬與分析，為后續多浮式結構窄縫間流場的分析研究奠定基礎。

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