当船舶航行时，由于作为流体的水流的粘性，在船体的周围形成 水流或海水的边界层，该边界层内海水相对船体的流速在船体表面上 为零，离开表面则呈迅速增大的趋势，海水的摩擦阻力作用在船体表 面上，是船体阻力的主要部分之一。
为此，近年来，已经在进行为降低作用在船体表面的摩擦阻力以 提高船舶推进性能的研究。其措施之一是进行微小气泡推进法的研究， 就是从船体的浸水部表面吹出微小气泡(microbubble)，将微小气泡 吹入船体的浸水部表面的边界层内，使微小气泡覆盖船体的浸水部表 面，这样来达到降低作用于船体表面的摩擦阻力的目的。
微小气泡推进法的一个具体方法，众所周知是将利用空气压缩机 等空气供给装置产生的加压空气从船体的外表面吹入水中，使气泡附 着在船体周围。
在水中产生气泡的方法，众所周知的有例如利用喷嘴吹出压缩空 气、通过船体上形成的缝隙吹出压缩空气、或利用设有多个小孔的管 子等空气导管吹出压缩空气等方法。
但是，单将加压空气从船体周围吹入水中产生气泡的传统技术， 要覆盖尽可能大的船体区域，则需在船体周围所有地方设计空气吹出 口，即使不这样，但为了使船体浸水部从浅水区域到深水区域被气泡 覆盖，至少要在船体浸水部的上部至下部形成空气吹出口。因此，空 气吹出部位的静压力大，使加压空气吹出时的能量消耗大，这一部分 消耗抵消了由于摩擦阻力降低而节约的能量的大部分。
并且，利用传统的喷嘴、缝隙、或者有孔的空气导管吹出空气的 方法，不能形成小直径的微小气泡。因此，气泡不能在船体周围的边 界层中有效停留，从而得不到有效的降低摩擦阻力的效果。或者，为 了避免发生这种不利的情况，必须在船体的几乎整个周围设计空气吹 出部，以覆盖船体周围尽可能大的范围，这仍然是为了吹出空气必须 消耗很多能量的重要原因。
这样利用气泡降低航行物体摩擦的场合，对于其气泡的情况，在 此之前也有一些研究报告。例如，作为对直接降低摩擦阻力的模型的 研究，Madavan氏等人研究的模型是将通过在液相中掺进气泡而改变 的虚拟局部密度以及虚拟局部粘性系数作为混合长度理论的变数来处 理(Madavan JL，Merkle CL，Deutsch S(1985)Numerical Investigation Into the Mechanisms of Microbubble Drag Reduction. Trans ASME，vol.107，pp370-377)。Marie氏提出的模型采用与 Madavan氏的模型同样的虚拟局部密度以及虚拟局部粘性系数，并利 用气泡的存在改变粘性底层的厚度(Marie JL(1987)A Simple Analvtical Formulation for Microbubble Drag reduction.Pysico Chemical Hydrodynamics，vol.8-2，pp213-220)。但是，如果考虑 将Einstein的模型用在Madavan氏等人以及Marie氏所使用的虚拟 局部粘性系数上，则可认为他们的模型更适合用在使用被叫做悬浮液 的介质的场合，悬浮液中分散有比普通的二相流更小的颗粒，悬浮体 的直径一般在0.01μm～100μm的范围。遗留下Einstein的模型是 否适用于本文中涉及的直径1mm左右的气泡流这个应该研究的问题。 并且，没有发现有关在这些理论性探讨上推导空隙率的记载，不能说 有好的理论性见解。因此，在这些技术中，由于难以正确掌握向流水 中喷出气泡时的情况，从而遗留下气泡喷出量的设定和喷出气泡的有 效利用率方面的课题。
因此，本发明的主要目的在于提供以少的能量确实实现有效降低 船体摩擦阻力的船体摩擦阻力降低方法，以及使用该方法的低摩擦阻 力船。
本发明的另一目的在于提供能确切有效地得到实施本发明所必需 的微小气泡的方法及装置。
本发明的又一目的在于提供通过利用船首碎波中的气泡而实际上 可去掉气泡发生装置的低摩擦阻力船。
并且，本发明还有一个目的是提供为了分析实现上述摩擦阻力降 低方法所必需的喷出气泡的情况的分析方法，具体内容如下：
—分析水流中气泡的情况；
—正确掌握边界层中气泡的分布、输送量以及气泡量；
—可算出利用向边界层中输送气泡所带来的摩擦阻力降低效果；
—可对应船舶形状算出气泡供给位置和供给量，从而改善利用气 泡喷出来降低摩擦阻力的低摩擦阻力船的能量收支情况。
发明概要
为了达到上述目的，本发明的降低船体摩擦阻力的方法如权利要 求1所述，其特征在于：从水流线的起点附近且静压力小的位置吹出 平均直径设定为大约1mm的微小气泡，使吹出的该微小气泡沿上述流 线旋入船底，而上述流线从船舶船体的船首部的浸水部吃水浅的位置 沿两舷船体表面流向船底，这样，在上述船体的浸水部周围的区域中至 少一部分分布有上述微小气泡，从而可降低航行时的船体摩擦阻力。
众所周知，在航行中的船舶的船体浸水部周围有一些稳定的流动 (流线)产生。这些流线从船体的船首部延伸到船底，但并不只是水 平直线流动的。这些流线的形式依据船舶形状和航行速度而定。并且， 即使假如船舶形状和航行速度两者都一定，该流线也因相对船体浸水 部的高度位置不同而不同。例如，有贯穿船首到船尾在水面附近水平 流动的流线，也有在从船首至船尾的途中向深水方向移动而旋入船底 的流线。
这些流线中，特别是i)存在有一边从船首到船尾、一边向含船 体底部的船体的下部移动且沿着船体分布的流线，以及ii)这些流 线有时也通过船首浸水部比较浅的位置。本发明注意到这些情况，通 过从这些流线的起点附近吹出气泡，使吹出的空气顺着该流线(载在 流线上)分布到船体周围，这样，可实现有效的摩擦阻力降低效果， 本发明的实质就是基于该实际知识而构成的。空气吹出口不只是设在 船首部，也是设在吃水浅的部分即静压力小的位置，所以，用于空气 吹出的能量可以很少。
在本发明中，吹出微小气泡的位置，最好是在a)船体的由船首 尾方向上的垂直等距线8.5～10所限的范围，并且b)是船体的从浸水 部的吃水线到浸水部的(2/3)的范围。其中，选定b)的理由是，在 该范围以上的吃水深的部分吹出空气的时候，空气吹出口的静压力大， 必须消耗很多的吹出能量，很可能抵消掉因吹出空气所达到的摩擦阻 力降低效果而使船体推进力减少的部分；选定a)的理由是，当在该范 围以外设计气泡吹出部的时候，由于流线的关系，为了使气泡大范围 地覆盖船体，必须向吃水方向(上下方向)大范围设计吹出部，结果 是必须在静水头高的位置设置吹出口。另外，在本发明中，所谓“静 压力(static pressure)小的位置”具有与上述“吃水浅的位置”不 同的意义(如果吃水浅，当然静水头(static head)相对而言就小)， 也包括由于流速大而使静压力比吃水处静水头小的部分。
在本发明中，微小气泡的直径最好平均在大约1mm左右。这是因 为，如果气泡太大，由于浮力大而会使其在短时间内脱离流线而浮上 来，从而不能覆盖船体周围的部位；另一方面，如果气泡太小，则不 能大面积扩散，从而可能在船体周围得不到所需的空隙率。
在实施本发明的方法的过程中，最好通过多个小孔吹出压缩空气 来产生微小气泡。这时，这些小孔可沿船体的外板形成，或者也可将 形成有小孔的板(porous plate)装在船体外板上与船体成为一体。 这时，上述多个小孔最好以2.5～5倍小孔直径的间距排列。特别是， 要得到平均直径为1mm的微小气泡，最好从直径为2mm、排列间距为5mm 的多个小孔向主流速(水相对船体的流动速度：一般可理解为船舶的 航行速度)在8m/s以上的水中吹出空气。
根据本发明者等人的研究发现，这样通过小孔吹出空气而在水中 产生微小气泡的时候，气泡的直径随空气的吹出速度和水的相对速度 (即，船体的航行速度：在实验室中采用流体速度，这时叫“主速度”) 而变化。因此，在本发明中，不管船体的航行速度怎样，可对应航行 速度改变吹出速度来保持最佳的气泡直径，这也是本发明的特征之一。
另外，流线随着船速的变化会有微妙的变化。因此，在本发明中， 将微小气泡吹出口设在船体上下方向的多个区域，利用流量调节阀的 操作等动作可以选择使用吹出口的区域。这样，即使在流线变化时也 可切实使微小气泡沿着目标流线运行。
进而，将微小气泡吹出口设在船体前后方向的多个区域，如果可 以选择使用吹出口的区域，则可更准确地对应流线的变化。
在本发明的另一种形式中，是在船体船首部的浸水部两左右舷侧， 在对应流向船底的水流线的静压力小的位置形成船首碎波导通通路， 该船首碎波导通通路是所谓管状的结构，摄取在船首部产生的船首碎 波的摄入口在船首部附近的、航行时的水面附近开口，将该摄入口摄 入的船首碎波吹出的排出口在上述摄入口后面比该摄入口稍稍下方处 开口。该船首碎波导通通路这样斜向下形成，使摄入的上述船首碎波 中的气泡顺着上述流线流向船底方向。随着船舶的航行，船首部产生 的气泡的一部分流入该船首碎波导通通路内。船首碎波中含有很多包 括微小气泡在内的气泡。当流入该船首碎波导通通路内的含有微小气 泡的水从上述排出口吹出时，该排出的水(即其中含有微小气泡的水) 顺着流线分布到船体所需要的地方。
并且，在上述船首碎波导通通路内还可设计空气吹出口，从压缩 空气供给源通过该空气吹出口向导通通路内吹入空气，利用压缩空气 的压力将船首碎波喷向流线方向。这时，在船首碎波导通通路内形成 的空气吹出口其轴线适于朝向导通通路上的上述排出口的方向。
并且，采用下面的方法分析从船体的浸水表面喷向流水中的气泡 的情况：向浸水部表面与流水之间的边界层以及/或者浸水部表面附近 的水中喷出若干气泡，同时，求出各被划分成多份的分析单位内的气 泡数量；改变气泡的喷出位置，反复求出与上述的一个分析单位并列 的分析单位内因扩散而移动的气泡数量；算出对应各分析单位的气泡 的分布情况。
这时，可同时采用以下的技术：对一个分析单位累计气泡的数量， 利用该气泡的数量和容积以及分析单位的容积算出空隙率的技术；多 次变更气泡的大小算出空隙率的技术；以及用随机数给出没水部表面 周围的气泡扩散以及水流线上的气泡扩散，以算出分析单位上的气泡 分布的技术。
另外，可根据(1)至(3)式求出单一气泡的运动规律(其中，mb 是单一气泡的质量[kg]；mA是单一气泡的附加质量[kg]；X、Y、Z是 气泡的相位[m]；μ是粘性系数[pa·s]；db是气泡的直径[m，μm]； u、 v、 w是流速的时间平均值[m/s]；u′、v′、w′是紊流速度[m/s]；ρ是密 度[kg/m3]；ν是运动粘性系数[m2/s]；V是单一气泡的体积[m3]；P是 绝对压力[pa]；Nx、Ny、Nz是气泡在壁面上时所受到的来自壁的垂直 阻力[N]；g是重力加速度[m/s2]。并且，其中带脚标L的符号表示其 代表对象是液体)。 $(m_b+m_A)\stackrel{··}{X}=6\pi {\mu }_L(d_b/2)({\stackrel{-}{u}}_L+{u^{\prime }}_L-\stackrel{·}{X})$ $+6.46{\rho }_L{(d_b/2)}^2{v}_L\frac{1}{2}\{({\stackrel{-}{v}}_L+{v^{\prime }}_L-\stackrel{.}{Y}){\left(\frac{\partial {\stackrel{-}{u}}_L}{\partial x}\right)}^{\frac{1}{2}}+({\stackrel{-}{w}}_L+{w^{\prime }}_L-\stackrel{.}{Z}){\left(\frac{\partial {\stackrel{-}{w}}_L}{\partial x}\right)}^{\frac{1}{2}}\}$ $-V\frac{\partial P}{\partial x}+N_x-----\left(1\right)$ $(m_b+m_A)\stackrel{··}{Y}=6\pi {\mu }_L(d_b/2)({\stackrel{-}{v}}_L+{v^{\prime }}_L-\stackrel{·}{Y})$ $+6.46{\rho }_L{(d_b/2)}^2{v}_L\frac{1}{2}\{({\stackrel{-}{w}}_L+{w^{\prime }}_L-\stackrel{.}{Z}){\left(\frac{\partial {\stackrel{-}{w}}_L}{\partial y}\right)}^{\frac{1}{2}}+({\stackrel{-}{u}}_L+{u^{\prime }}_L-\stackrel{.}{X}){\left(\frac{\partial {\stackrel{-}{u}}_L}{\partial y}\right)}^{\frac{1}{2}}\}$ $-V\frac{\partial P}{\partial y}+N_y-{\rho }_L\mathrm{gV}+m_{b}g-----\left(2\right)$ $(m_b+m_A)\stackrel{··}{Z}=6\pi {\mu }_L(d_b/2)({\stackrel{-}{w}}_L+{w^{\prime }}_L-\stackrel{·}{Z})$ $+6.46{\rho }_L{(d_b/2)}^2{v}_L\frac{1}{2}\{({\stackrel{-}{u}}_L+{u^{\prime }}_L-\stackrel{.}{X}){\left(\frac{\partial {\stackrel{-}{u}}_L}{\partial z}\right)}^{\frac{1}{2}}+({\stackrel{-}{v}}_L+{v^{\prime }}_L-\stackrel{.}{Y}){\left(\frac{\partial {\stackrel{-}{v}}_L}{\partial z}\right)}^{\frac{1}{2}}\}$ $-V\frac{\partial P}{\partial z}+N_z-----\left(3\right)$
在(1)至(3)式的基础上用下面的(4)至(10)式求出所定分 析单位的空隙率(其中，qL′(i)是紊流速度[m/s]的i阶值；xs、ys、zs 是单位球上的任意点；T*L是液相的积分时间标度[s]；εL是液相的能 量耗散率[m2/s3]；Δt是取样周期[s]；kL是液相的紊动能量[m2/s2]； χ是根据(10)式定义的常数；σ是根据(10)式定义的紊流速度的 标准偏差[m/s]；γ是正态随机数)。 PV＝const。                  (5) $T_{*L}=\frac{3k_L}{{ϵ}_L}-----\left(7\right)$ $x=e^{-\frac{\mathrm{\Delta t}}{T_{*L}}}-----\left(8\right)$ $\sigma =\sqrt{2k_L(1-x^2)}-----\left(9\right)$ $q_L^{\prime \left(i\right)}=x{q}_L^{\prime (i-1)}+\mathrm{\sigma \gamma }-----\left(10\right)$
本发明的分析方法，是用实用的二流体模型来表现通过在紊流边 界层中混入微小气泡以降低摩擦阻力的现象，从而对摩擦阻力的降低 原理进行理论性研究的方法。气泡的模型是基于单一气泡的运动方程 式的拉格朗日(Lagrangian)模型，通过跟踪最初给出时为三维元气 泡紊流场中的气泡随机运动来推断空隙率分布的局部情况以及气泡的 局部情况。液相模型是建立在混合长度模型的基础上的，通过假定来 自气泡的作用力与由缝隙产生的气泡的流体阻力相等，导出了表示紊 流切应力的减小量的公式。
采用本发明的分析船舶上的喷出气泡的分析方法，可达到以下的 效果：
—利用气泡的扩散现象求出通过分析单位的气泡的存在数量，这 样，可正确掌握流水中气泡的流动和分布，使得容易分析因气泡供给 边界层所带来的船舶摩擦阻力降低现象。
—可根据分析单位的气泡数量的累计和气泡部分的容积比求出空 隙率，并且。可算出向边界层提供气泡的范围以及空隙率与船舶的摩 擦阻力降低效果之间的关系，从而可提高其在实船上的应用性。
—通过分析对没水表面附近流线上的气泡扩散现象，可利用计算 机容易地求出气泡的分布和空隙率。
—利用式(1)至(3)的运动方程式，可正确掌握流水中的气泡 的情况，从而可有效地向有助于减小船舶摩擦阻力的部位提供气泡。
—利用分析用数学式子，可简单地求出所要的分析单位以及所要 的没水表面的空隙率，同时，容易设定基于空隙率的摩擦阻力减小部 分的范围，从而可改善低摩擦阻力船的能量收支状况。
—即使在船舶形状变化的情况下，也可根据流线和气泡的扩散来 求出气泡供给量、空隙率、以及气泡供给范围，从而可根据船舶形状 有效地提供气泡。
下面，参照附图对本发明的几个实施形式进行说明。
附图的简要说明
图1是本发明所采用的船舶的实例侧视图；
图2是表示将船舶在前后方向上等距离分割成若干部分时的分割 线的侧视图；
图3是表示本发明的流线的图，示意性地显示出船体吃水线D.L. 下方部分即浸水部分的斜视透视图；
图4是表示流线的分析方法的实例的图，示意性地显示出用于分 析的模型船以及装置的侧视图；
图5是表示利用图4所示装置所得到的流线分析结果的坐标图；
图6是利用C.F.D求出的图5所示流线的坐标图；
图7是建立本发明的分析方法，即对船舶上的喷出气泡进行分析 的分析方法的理论时所用的坐标系的模型图；
图8是本发明所涉及的分析船舶上的喷出气泡的分析方法中使用 的应力减小模型图；
图9是本发明的分析方法中计算时使用的坐标系的模型图；
图10是本发明的分析方法中使用的气泡轨迹的分布图；
图11是x＝1.0m，z＝0处的局部空隙率分布图；
图12是x＝2.0m，z＝0处的局部空隙率分布图；
图13是x＝3.0m，z＝0处的局部空隙率分布图；
图14是z＝0的边界层内空隙率的体积平均值的关系曲线图；
图15是紊动尺度的平方与离壁距离的关系曲线图；
图16是局部摩擦阻力降低率的关系曲线图；
图17A和图17B表示利用C.F.D求出的流线的图，图17A是侧 视图，图17B是从斜下方所视的斜视图；
图18A至图18H是沿流线分布的微小气泡的分布状态示意图，分 别显示出图17A所示S.S.0.2至S.S.9.8区域的船体断面的一部分 的视图；
图19表示在改变微小气泡对船体的覆盖率时摩擦阻力比与马力降 低率之间的关系的坐标图；
图20A至图20C是分别表示空隙区域的分布因气泡大小而不同的 船体2的局部断面图；
图21A和图21B是本发明的低摩擦阻力船的一实施形式的侧视图 和俯视图；
图22是设有空气吹出口的空气吹出器的一实例的斜视图；
图23是当压缩空气从本发明的多孔板吹出时，改变吹出速度和主 速度(船舶速度)的情况下微小气泡的直径变化表；
图24是本发明的低摩擦阻力船的另一实施例的局部侧视图；
图25是本发明的低摩擦阻力船的又一实施例的局部侧视图；
图26A至26E是本发明的低摩擦阻力船的又一实施例的示意图， 图26A是局部侧视图，图26B是图26A所示部分的放大图，图26C是 沿图26B中的A-A线截取的断面图，图26D是沿图26B中的B-B线 截取的断面图，图26E是沿图26B中的C-C线截取的断面图；
图27A和图27B是本发明的低摩擦阻力船的又一实施例的示意图， 图27A是侧视图，图27B是局部俯视图；和
图28A和图28B是图27A和图28B所示实施形式的改进形式，图 28A是低摩擦阻力船的局部俯视图，而图28B是显示船首碎波导通通路 以及与之连接的送气管的斜视图。
实施发明的最佳方式
图1是本发明所采用的船舶1(低摩擦阻力船)的实例的示意图。 该船舶1设有船体2，且在该实施例中，假设该船舶1为集装箱货运船。
图2是只显示图1所示船舶1的上述船体部分2的示意图，图中 符号D.L.表示水面即该船体2的吃水线。图2中在相对船体2垂直 画出的多条平行线中，位于图的最左侧的是船尾垂直线A.P.，而位 于图的最右侧的是船首垂直线F.P.。为了方便起见，将垂直线A.P. 与垂直线F.P.之间的区域以垂直等距线(Square Station)分为10 等份。
本发明的主要特征在于：从水流线的起点附近且静压力小的位置 吹出所需直径的微小气泡，使吹出的该微小气泡沿上述流线旋入船底， 而该水流线从船体2的船首部4的浸水部吃水浅的位置沿两舷船体表 面流向船底，这样，在上述船体的浸水部周围的区域中至少一部分分 布有上述微小气泡，从而可降低航行时的船体摩擦阻力。
图3是从右斜后方所视上述船体2的吃水线D.L.的下方部分即 浸水部分的斜视透视图。F.L.1至F.L.3是在船体2航行时沿该 船体2形成的典型水流线(stream line)。虽然流线是从船首部4向 船尾流动，但这些流线中，如图示那样，有大致沿水面附近流动的流 线(F.L.1)，有在中途沿船体2向斜下方移动且之后到船尾再浮上 来的流线(F.L.2)，有在中途沿船体2向斜下方移动并一直向船底 5方向旋入的流线(F.L.3)等。当然，图示中的三条流线是具有代 表性的例子，在这些流线F.L.1至F.L.3之间也存在其他流线。
本发明是在注意到上述流线存在的前提下的产物，即，使船首部4 附近生成的微小气泡顺着流线，特别是上述F.L.2及F.L.3那样 的沿着船体2向船体2的侧面以及船底5的方向旋入的流线流动，这 样使微小气泡分布到船体2的浸水部周围所需要的区域，以降低航行 时的摩擦阻力。
图5所示，是为了了解以各种曲线画出的流线的情况，实际进行 如图4所示那样的实验，即，使全长为2000mm的模型船100漂浮在循 环水槽(Circulating Water Channel)中，从与空气供给源6连接 的管7吹出直径约为500μm的气泡，从而对该气泡的移动轨迹进行视 频分析的结果。该结果是在水流速设为1.0m/s时得到的，三条轨迹 显示的是平均值。从图5中了解到，气泡的轨迹走向由于船首部的气 泡吹出位置(吹出高度)不同而不同，即，所画出的不同流线确实存 在。
另一方面，图6所示是在同样条件下利用C.F.D.(Computational Fluid Dynamics)的计算所得到的流线的结果.该图6显示出C.F.D. 的计算结果与图5所示根据实验所得的分析结果大体一致。
并且，本发明者等人，用该C.F.D.建立了可根据所给出的船 体形状求出在船体周围沿流线流动的微小气泡的运动以及船体上任何 位置的空隙率分布的计算式。在此，在求取微小气泡的运动规律时也 要考虑紊流扩散的影响。紊流扩散的影响可通过下面的方法来考虑： 通过在假定各项同性紊流的基础上，随机地改变X轴、Y轴、Z轴方向 (垂直相交的三个方向)的流速，而对微小气泡的轨迹施加扰动。即， 可直接用蒙特—卡罗法(Monte Carlo)模拟微小气泡的随机运动。上 述的所谓“空隙率(Void Faction)”是指在研究存在气泡的某一给 定容积Vs的部分时，气泡的体积Va占整个体积Vs的比例，可用下式 表示：空隙率＝Va/Vs。计算微小气泡的运动规律时，可用某个时刻的 考察区域(单元)内存在的微小气泡的总体积除以考察区域的体积来 求得空隙率。
下面，具体地详细叙述如何用C.F.D.求出微小气泡的运动规 律以及空隙率分布情况。
[理论]
模型采用由气泡模型与液相紊流模型构成的二流体模型。
气泡模型基于粒子跟踪法。液相的紊流一般应考虑为未知的，所 以，在考虑气泡运动时的液相中，认为适合采用通过反复计算求得的 液相紊流场。在此，为近似计算气泡运动时的液相中，考虑以无气泡 的紊流场作为初始流场。利用蒙特—卡罗法(Monto Carlo)求得气泡 的随机运动和局部空隙率。可用划分后的流场的单元流体体积除以该 单元流体内气泡的总体积来求得局部空隙率。
液相紊流模型基于混合长度模型。假定液体受到的来自上述气泡 的模型的力等于因船移动而产生的气泡流动阻力。
[坐标系]
图7是建立理论时所用的坐标系。二维的平板位于z-x平面内， 设其前缘为z轴。主流(Main Flow)向x轴的正方向流动，其流速为 U。重力作用于y轴的正方向。虽然在混合长度模型上也可采用二维坐 标系，但在研究气泡的随机运动时必须是三维坐标系，所以，尽管是 研究二维的平板周围的流场，在本发明中还是采用了三维坐标系。
[气泡的模型]
粒子追踪法是拉格朗日(Lagrangian)方法，是求得在气泡吹出 位置上从已知的初始状态开始的粒子的运动轨迹，并推断该状态的方 法。
在水中跟踪气泡的时候，由于水的比热比气泡的比热大得多，所 以，可假定为等温变化。如果根据Clift氏等人所示出的推断气泡形 状的曲线图(Clift R，Grace JR，Weber ME(1978)Bubbles Drops and Prarticles.Academic Press)，当气泡直径很小、相对液相的相对 流速很小时，可假定气泡保持球形。单一气泡上的作用力，由作为体 积力的重力及浮力、Saffman升力、由压力梯度产生的力以及因相对液 相的相对流速而产生的Stokes阻力(Saffman PG(1965)The Lift On A Small Spherein a Slow Shear Flow.J Fluid Mech，vol.22，pp385 -400)。在此，为了简单起见，叫做Basset阻尼能级(Clift R，Grace JR，Weber ME(1978)Bubbles Drops and Prarticles.Academic Press)的一项忽略不计。气泡附着在壁面上的时候，假设受到来自壁 面的垂直阻力的作用，壁面为满足物质表面条件那样的壁面。
单一气泡的运动方程式，根据上述方程式(1)至(3)导出。
在此，垂直阻力Nx、Ny、Nz只有当气泡附着在壁上时起作用，这 时，设其在壁面上满足方程式(4)的条件。
未知数有X、Y、Z、Nx、Ny、Nz这六个。方程式有式(1)至式(4) 所示的五个，再加上Nx、Ny、Nz的方向为壁的法线方向这个条件，可 求出六个未知数。关于气泡的体积，可利用等温变化的假定采用波义 耳(Boyle)法则，气泡的直径也可随其体积的变化而变化(方程式(5))。
气泡的随机运动可利用蒙特—卡罗法表现。基本的思考方法是基 于PSI-CELL法(Masuko A，Ogiwara S(1989)Numerical Simulation of Viscous Flow Around Practical Hull Form.5th International Conference on Numerical Ship Hydrodynamics，p211-224)。在此， 假定在单元流体内液相为各向同性紊流，且赋予紊流流速。液相的紊 流速度u′L、v′L、w′L通过上述(6)式用单位球体上的随机点xs、ys、zs 以及i次方的紊流速度值q′L (i)表示。
xs、ys、zs点利用Shibuya的方法(Sibuya M(1962)A Method for Generating Uniformly Distributed Points on N-dimensional Spheres.Ann.Inst.Stat.Math，vol.14，p81)求得。当初始条 件给出液相紊流能量kL以及耗散率εL时，如果采用初级马耳科夫 (Markov)过程模型，则q′L (i)如上述式(7)至式(10)所示。
求解运动方程式(1)、(2)、(3)，可求得气泡的轨迹。用单 元流体体积除以单元流体内所有气泡的总体积求得局部空隙率α。
在求出空隙率的之后，对气泡相互间的碰撞有必要做分子运动理 论上的探讨。当在包含均匀分布的同粒径的多个粒子的相位上放进一 个粒子时，该粒子与其他粒子之间发生碰撞时的平均自由行程lb用下 式(11)表示： $l_b=\frac{d_b}{6\alpha }-----\left(11\right)$
其中：db是粒径即气泡的直径；而α是局部空隙率。
如果将流场的特征长度设为L，则可忽略粒子间碰撞的条件可用下 式(12)表示。 $\frac{l_b}{L}>1-----\left(12\right)$
如果将式(11)代入式(12)，则可忽略粒子间碰撞的局部空隙 率的条件可用下式(13)表示。 $\alpha <\frac{d_b}{6L}-----\left(13\right)$
[液相的紊流模型]
紊流边界层内的微小气泡，因液相的紊流而进行随机运动时，在y 方向的波动由于速度梯度的影响而产生切应力，并假定该力对降低摩 擦有影响。在紊流边界层上，气泡一定程度地追随周围流体粒子或流 体块的随机运动，但是，由于气泡的虚拟惯性而产生滑动，使液相受 到与气泡的阻力成比例的力的作用。如果观察x方向的力，则可发现 因x方向的波动而产生的力的时间平均值为零，而由于剪切流上的速 度梯度的影响，因y方向的波动而产生的力的时间平均值与速度梯度 以及气泡的位移的均方平均值成比例。应考虑的除以上所述力以外的 因素，有因大气泡的伴随流动而产生的新的紊流，以及由于与气泡之 间的摩擦而造成的液相的紊流能量的耗损和因气泡表面的形状变化而 引起的能量交换等。在此，为了简单起见而将该三项因素忽略不计。
首先，根据拉格朗日(Lagrangian)方法，求出液相在y方向的 紊流速度v′L的均方平均值与气泡相对紊流速度的在y方向的位移Y的 均方平均值之间的关系。考虑x-y平面上的边界层内的情况，进一步 做如下式(14)至式(16)所示的假设。 vL≌0                            (14) $({\stackrel{-}{u}}_L+u_L^{\prime }-\stackrel{·}{X}){\left(\frac{\partial {\stackrel{-}{u}}_L}{\partial y}\right)}^{\frac{1}{2}}\cong 0-----\left(15\right)$ $v\frac{\partial P}{\partial y}\cong 0-------\left(16\right)$
式(15)的假定意味着忽略Saffman升力项，但这是简化式。式 (15)不成立的一般情况是只考虑x方向的紊流速度u′L的影响，如果 当只考虑在x方向上的紊流速度影响时设u′L的均方平均值大致等于v′L 的均方平均值，则可导出与后式(18)同样的关系式。因此，为了方 便即使做了式(15)的假定，也可在后面通过调节比例常数k1而再考 虑进Saffman的升力项。如果忽略重力以及浮力的定常外力，相对y 方向的波动的气泡的运动方程式可用式(17)表示。 $\frac{m_b+m_A}{6\pi {\mu }_L(d_b/2)}\stackrel{··}{Y}+\stackrel{·}{Y}={\upsilon }_L^1-----\left(17\right)$
通过求出式(17)的频率响应系数的绝对值，可了解v′L的均方平 均值与Y的均方平均值之间的关系(即(18)式)。 $\frac{\hat{Y}}{{\hat{v}}_L^{\prime }}={\{1+{\left(\frac{m_b+m_A}{3\pi {\mu }_L{d}_b}{\omega }_L\right)}^2\}}^{\frac{1}{2}}\frac{1}{{\omega }_L}-----\left(18\right)$ 其中，ωL是紊动的角频率。 紊动的角频率与积分时间标度T*L的关系可用下式(19)表示。 $\frac{1}{{\omega }_L}\cong \frac{T_{*L}}{2\pi }.......\left(19\right)$
由于mb+mA与db 3成比例，所以，当db充分小时，式(18)可近似 写成式(20)。 $\frac{\hat{Y}}{{{\hat{v}}^1}_L}\cong \frac{1}{{\omega }_L}\cong k_1{T}_{*L}-----\left(20\right)$
其中，k1是比例常数。
下面用欧拉(Euler)方法建立表现应力降低的模型。在此，用混 合长度模型作为紊流模型。
图8所示为应力降低模型。显示了x-y平面上某个位置沿x方向 的流速的时间平均值 uL的曲线。图8所示是在具有速度梯度的流动中 有一个气泡存在的单位流体模型。 是其气泡在因液相的紊动而波动时 在y方向上的位移的均方平均值。由于剪切流中的波动，气泡看上去 只移动了均方平均值 ，其周围的流速只增加了Δ uL。这时，设粘性阻 力的增加为ΔRv[N]。将边长为ΔL的正方形控制面单位流体设在与y 轴垂直的面上。如果将该单位流体对应一个气泡来设计，则其一边的 长度可用下式(21)表示。 $\mathrm{\Delta L}={\left(\frac{\pi }{6\alpha }\right)}^{\frac{1}{3}}{d}_b=k_2{\alpha }^{-\frac{1}{3}}{d}_b-----\left(21\right)$ 其中，k2是比例常数。 当由于液相的紊动使气泡的位置变动时，气泡所受水平方向力的 增加可用下式(22)表示。 ΔRv∝6πμL(db/2)Δ uL $=k_3{\rho }_L{v}_L{d}_b\hat{Y}\frac{\partial {\stackrel{-}{u}}_L}{\partial y}-----\left(22\right)$
其中，k3是代表虚拟滑动比以及气泡的摩擦阻力系数的比例常数。
液相受到来自气泡的与式(22)同样大的反作用力的作用，使应 力下降。根据式(20)、(21)、(22)，可用下式(23)表示应力 的减少量。 $\Delta {\tau }_t=\frac{\Delta R_v}{{\mathrm{\Delta L}}^2}$ $=\frac{k_1{k}_3}{{k_2}^2}{\rho }_L{v}_L{T}_{*L}{\alpha }^{\frac{2}{3}}{d_b}^{-1}{\hat{v}}^{1}L\frac{\partial {\stackrel{-}{u}}_L}{\partial y}$ (23) 对于式(23)，可做如式(24)所示的假定。 νLT*L＝λL 2/10                     (24) ＝λ1y
其中，λ1是代表液相紊动尺度的比例常数。式(24)中假定Taylor 紊动尺度的平方λL 2与离壁面的距离成比例地增大。在以后通过计算无 气泡时的Taylor紊动尺度的平方λL0 2，可简单地讨论该假定的合理性。 为方便起见，设混合长度的减小量为lmb，如式(25)、(26)、(27) 所示。
lm＝lm0-lmb                 (25)
lm0＝ky                     (26) ${\mathrm{\Delta \tau }}_t=k_4{\rho }_L{l}_{\mathrm{mb}}{{\hat{v}}_L}^1\frac{\partial {\stackrel{-}{u}}_L}{\partial y}-----\left(27\right)$ 其中，k4是比例常数。从(23)至(27)可导出式(28)。 $l_m=(\kappa -\frac{{\lambda }_m}{d_b}{\alpha }^{\frac{2}{3}})y-----\left(28\right)$
其中，λm[m]是虚拟滑动比，是表示将气泡的摩擦系数等作为比 例常数包含在内的虚拟紊动尺度的量，具有长度的量纲。κ是无气泡 状态的紊流区域的壁定律常数。
下面，为了简单起见，用与y轴无关的典型空隙率代替空隙率进 行计算。在此，作为实用简单的式子，用虚拟空隙率αm代替式(28) 中的α，对常数κ1(有气泡状态的紊流区域的壁定律常数)定义如下 (式(29))。αm的定义在后面对图14的说明中进行叙述。 ${\kappa }_1=\kappa -{\eta }_m{{\alpha }_m}^{\frac{2}{3}}-----\left(29\right)$ 其中，ηm用式(30)定义如下。 ${\eta }_m=\frac{{\lambda }_m}{d_b}-----\left(30\right)$
这次，设ηm为定值，并打算通过实验求证。
无气泡时，用下面的式(31)以及式(32)(Ikui T，Inoue M(1978) Dynamics of viscous fluid(in Japanese).Rikougkusya，p149)求 得壁面的摩擦阻力系数。Rex是雷诺(Reynolds)数，B是紊流区域的 壁定律常数。 $R_{\mathrm{ex}}=\frac{1}{\kappa }{e}^{-\mathrm{\kappa B}}\{e^{\kappa \sqrt{21C_{f0}}}(\frac{2}{C_{f0}}-\frac{4}{\kappa }\sqrt{\frac{2}{C_{f0}}}+\frac{6}{{\kappa }^2})-(\frac{2}{\kappa }\sqrt{\frac{2}{C_{f0}}}+\frac{6}{{\kappa }^2})\}---\left(31\right)$ $R_{\mathrm{ex}}=\frac{\mathrm{Ux}}{v_L}-----\left(32\right)$ 有气泡时，可用κ1代替式(31)中的κ来计算壁面的摩擦阻力系 数。即，用(29)、(31)、(32)以及后面的式(33)求出摩擦阻 力系数比Cf/Cf0其中，Cf0是完全无微小气泡吹出时的摩擦阻力系数， Cf是用上述方法吹出微小气泡时的摩擦阻力系数。 $R_{\mathrm{ex}}=\frac{1}{{\kappa }_1}{e}^{-{\kappa }_{1}B}\{e^{\kappa \sqrt{2/C_f}}(\frac{2}{C_f}-\frac{4}{{\kappa }_1}\sqrt{\frac{2}{C_f}}+\frac{6}{{{\kappa }_1}^2})-(\frac{2}{{\kappa }_1}\sqrt{\frac{2}{C_f}}+\frac{6}{{{\kappa }_1}^2})\}---\left(33\right)$
[计算结果]
图9所示为计算时所用的坐标系。计算对象是在顶上装有气泡吹 出喷嘴的空泡水筒。空泡水筒的断面是边长为600mm的正方形，设计 主流速为8m/s。虚拟前缘位于z轴上。喷嘴的间距为150mm，其位置 在距前缘700mm的下游侧的顶上。喷嘴是喷出方向向下偏离主流方向 20°的、流通通道的宽度为5mm的缝隙。实验中，在流量为10升/分钟 的水流中，将混有空气的流体以35升/分钟到200升/分钟范围内的流 量通过缝隙喷入紊流边界层内。为了简单起见，此时该水流的影响在 计算中忽略不计。
关于气泡的初始位置，是将缝隙划分成20段，计算出从其21个 节点出发的气泡的轨迹。关于初始速度，考虑有水混合这一点，且考 虑到气泡在喷出缝隙之前已经形成，因此，定为缝隙中混合流体的平 均速度。取样周期为0.001秒。
图10中示出了气泡轨迹的计算结果。该图是侧视图，其纵轴是筒 壁，即表示离顶部的距离；横轴表示离前缘的距离。为了看到从喷嘴 出来的气泡向下游扩散的情况，纵轴和横轴采用了不同的刻度。记下 每隔0.005秒时的气泡的位置来绘出轨迹。从整体倾向上看，气泡是 向下游扩散的。也可看出因气泡浮力的影响，气泡有越往下游越靠近 壁的倾向。由于壁面附近的流速小，从而表现出受浮力的影响更大， 气泡一旦靠近壁面则在短距离内就上升到壁面。当空气流量小时，看 到的情况是轨迹有离开壁面的倾向。其原因可认为是：由于用缝隙中 混合流体的平均流速作为初始速度，所以，如果流量小，则初始速度 小，使相对液体的相对速度小，从而使运动方程式(2)中的Saffman 升力项增大。作为计算结果，流量的减小使作用在喷嘴附近的气泡上 的升力增加，表面上看，显示出具有与在离开壁面的位置上吹出气泡 时同样的效果。
图11所示是在x＝1.0，z＝0处的局部空隙率分布的计算结果。空 气流量为35升/分钟和100升/分钟时，峰值位于边界层的厚度推断值 的外侧；空气流量为200升/分钟时，峰值大约为0.4，作为气泡流的 空隙率可认为是相当高的值。
图12所示是在x＝2.0，而z＝0处的局部空隙率分布的计算结果。 空气流量为35升/分钟时，峰值位于边界层的厚度推断值附近；空气 流量为100升/分钟时，峰值位于边界层的厚度推断值的内侧。整体上， 如果与图11的结果比较，可看出稍稍有扩散的倾向。空气流量为200 升/分钟时，在壁面附近又出现一个峰值。其原因可认为是：空气流量 大时，与前面所述空气流量小的情况相反，Saffman升力项变小，相对 地提高了气泡靠近筒壁的可能性；如果气泡靠近壁面，液相的速度梯 度以及紊动程度增大，使流速变小，所以，当气泡靠近壁面到一定程 度时，式(2)中的Saffman升力项可能变得相当小，或者这时可能变 成负值；这样，Saffman升力项与浮力相比相当小或者其作用方向与浮 力的作用方向相同，使气泡不能逃离壁面；处于这种状态的气泡渐渐 积累到下游，使壁面附近出现空隙率的峰值。
图13所示是在x＝3.0，z＝0处的局部空隙率分布的计算结果。空 气流量为200升/分钟时，峰值约为0.2的一侧，壁面附近的空隙率 增加到了饱和的程度；空气流量为35升/分钟或100升/分钟时，在壁 面附近没有出现大的空隙率峰值。
图14所示是在z＝0的边界层内的空隙率体积平均值的计算结果。 当空气流量为35升/分钟或100升/分钟时，由于局部空隙率的峰值从 边界层外侧移到边界层内侧，因此，体积平均值一度下降到零附近， 之后，当上升到某个值后，又呈单调下降的形式；空气流量为200升/ 分钟时，由于空隙率峰值通常在边界层的内侧，所以，计算结果显示 为单调下降的曲线。在此，可将图14的空隙率作为式(29)中的虚拟 空隙率αm。
尽管计算过空隙率，也利用式(13)计算可忽略气泡间相互碰撞 的局部空隙率的条件。将进行过计算的断面中最下游侧的x＝3.0m处 的边界层的厚度设为流场的特征长度。即，设L大致为0.04m。
当db＝500μm时，可忽略气泡间相互碰撞的局部空隙率由式(13) 计算为α＜0.002。另一方面，在考虑将无气泡时的混合长度作为流场 特征长度的时候，则情况如下：壁面附近的空隙率峰值所在点的 y＝0.0007m左右，设k＝0.41时，混合长度lmo＝ky＝0.000287m；L大约 为0.000287m时，α＜0.290。从而了解到无论什么时候，为了精确计 算断面内的空隙率分布，都必须考虑气泡间的相互碰撞。
图15所示是泰勒紊动尺度的平方与离壁面的距离之间的关系，是 根据由C.D.F.原理得到的无气泡紊流场的计算结果推断出的。其 结果是，在无气泡紊流场的情况下，泰勒紊动尺度的平方在紊流区域 与离壁面的距离大致成比例。式(24)的假定，是无气泡时成立的式 子在气泡流中也近似成立。
将图14中的虚拟空隙率代入式(29)中，利用式(31)以及式(33) 算出局部摩擦阻力降低率Cf/Cfo，其结果示于图16中。在图16中，也 记录了使用空泡水筒时的实验值。计算条件是k＝0.49，B＝4.9。系 数ηm为0.85，设为定值。空气流量为200升/分钟时，显示出模型与 实验结果的趋势具有良好的一致性；当空气流量为35升/分钟或100 升/分钟时，由于在喷嘴之后空隙率急剧下降，所以得到的结果是Cf/Cf0 上升到接近1的程度。其原因是，在模型上，空隙率峰值的位置的影 响取决于该峰值是位于边界层的内侧还是外侧这两种情况。
因此，基于这样求出的空隙率的分布，可找出能有效降低摩擦阻 力的、可形成高空隙率的流线，从而确定空气的吹出位置。
但是应注意，流线的分析以及与其相关的空气吹出位置的确定可 以不依靠C.D.F.。例如，也可采用在船体2上涂抹染色材料，根 据该涂抹的染色材料的剥离情况进行流线分析的叫做油膜法(Oil Film Method)的方法。另外，空气吹出口的位置的确定还可用例如图4所 示的模型船进行模拟。
图17A，图17B表示从船首部分吹出的微小气泡顺着流线覆盖船体 的状态，是利用上述C.F.D求出的。图17A是其侧视图，图17B所 示是从斜下方所视的状态。图18A～图18H分别显示了图17A所示S.S. -9.8、S.S.-9.2、S.S.-8.0、S.S.-5.8、S.S.-2.8、S.S.-1.3、 S.S.-0.6、S.S.-0.2的各断面空隙区域9的分布状态。在此，利用 10条空隙率的等高线示出存在微小气泡的区域，各等高线内的空隙率 从最外侧起分别为0.002、0.004、0.008、0.016、0.031、0.063、0.125、 0.250、0.500、1.000。
从图18A～图18H中，了解到从船体2的船首部吹出的微小气泡， 顺着选择的流线从船体2侧部下方部分旋到底部，形成了空隙区域9。
图19是显示在利用上述方法改变分布在船体2周围的微小气泡的 覆盖率时摩擦阻力比(Cf/Cf0)与马力降低率之间的关系的坐标图。完 全无微小气泡吹出时的摩擦阻力系数Cf0与利用上述方法吹出微小气泡 时的摩擦阻力系数Cf之间的关系通常是Cf＜Cf0，所以，Cf/Cf0＜1。所谓 覆盖率(coverage；α″b)是空隙率为某个值(例如为0.9)的区域所 占船体整个浸水面积的比例值。
从图19的坐标图中，可了解到，即使例如摩擦阻力比(Cf/Cf0) 不变，也可通过提高覆盖率来增大马力的降低率。例如，如图所示那 样，以摩擦阻力比(Cf/Cf0)＝0.6的情况为例，当覆盖率为0.4(即， 空隙率在0.9以上的部分占船体整个浸水面积的40％)时，马力降低率 约为8％；如果摩擦阻力比不变，而将覆盖率提高到0.6，则可得到约14％ 的马力降低率。在此之前，研究的角度只是将该摩擦阻力比(Cf/Cf0) 从例如0.6降低到例如0.4，即，只进行了将摩擦阻力比(Cf/Cf0)变 小的研究。相对而言，在本发明中，即使在保持摩擦阻力(Cf/Cf0)为 例如0.6不变的情况下，也可通过沿上述箭头方向提高覆盖率来提高 马力降低率，而且更容易做到。因此，可以说我们通过本发明掌握了 有效实现利用微小气泡降低摩擦阻力的方法。
由于本发明只从船体2的船首部4附近，即只从极小的区域产生 微小气泡，通过使其顺着所要的流线在船体2周围形成所需要的空隙 区域，所以，关键在于准确掌握流线的情况，才可尽可能地提高覆盖 率。
图20A～图20C所示，是用模型船分析在实施从船首部使微小气泡 顺着所定的流线分布到船体周围的上述方法时，因气泡直径不同而不 同的分布状态图。这些图所示全部是图2中的垂直等距线S.S.5所 示的断面，图20A、图20B、图20C所示分别是微小气泡8的直径为100 μm、1000μm、500μm时的微小气泡的分布状态。
图20A所示，是在喷出直径为100μm的微小气泡8时，微小气泡 8没有附着船体2的浸水部表面，而是大范围地扩散，且在整个长度上 气泡不能沿着船体浸水部表面流动，从而不能形成高空隙率的空隙区 域9的情况。图20B所示，是在喷出直径为1000μm的微小气泡8时， 由于微小气泡8的直径大、浮力过大，使其不能附着在船侧部而漂浮 上来，从而使船体侧部的空隙区域9消失的情况。图20C所示，是在 喷出直径为500μm的微小气泡8时，微小气泡8没有过渡扩散，在船 侧部也没有浮上来消失掉，而是全面附着在船体2的浸水部的表面上， 很好地形成空隙区域9的情况。如这些结果表明的那样，在上述方法 中，为了得到所需要的结果，使微小气泡的直径适当也是很重要的。
在上述分析中，得到了当喷出直径为500μm左右的微小气泡8时 可形成最理想的空隙区域的结果。但是，上述分析是采用全长为7m的 模型船、流速为1.981m/s的情况下得到的。如果根据本发明者等人 后面的分析，在真实的船上，可获得这样的经验知识：将微小气泡直 径设计在1mm(1000μm)左右时可得到如图20C所示那样理想的空隙 率分布。
如上所述，本发明是这样的技术：在船体2的船首部4的浸水部 吃水浅的位置，从所需流线的起点附近向水中吹入微小气泡，通过使 该微小气泡顺着上述流线流动，在船体2的周围形成所要的空隙率分 布。通过适当设定微小气泡的吹出位置、微小气泡的直径、吹出空气 速度与主流速的相互关系(关于这一点将在后面叙述)，只从船首部 吹出微小气泡就可在船体周围得到所需要的空隙率分布，据此可降低 摩擦阻力。并且，由于微小气泡吹出口设在静压力小的位置，且是设 在吃水浅的位置，所以吹出能量很小就可以了，不会象过去那样，摩 擦阻力降低所节约的能量被空气吹出能量抵消，从而可切实降低总动 力的消耗。
下面，参照图21至图28B说明将上述方法实际应用到真实的船舶 上时的情况。
图21A及图21B所示是本发明的采用上述船体摩擦阻力降低方法 的低摩擦阻力船1的一实施形式，在流线F.L.上的、静水头最小的 (比吃水线D.L.稍下侧的位置)且静压力小的位置上设计加压空气 的吹出口10，而流线F.L.是从船体2的船首部4的浸水部左右舷侧 位置上流向船底5的流线。该空气吹出口10的位置，是对应能有效降 低摩擦阻力的、可形成高空隙率的流线F.L.而设定的，而流线F.L. 是根据前面掌握的空隙率的分布情况求出的。
在船体2的船首部4内的台基11上，设置由电动机12驱动的鼓 风机13作为加压空气供给源。装在流量调节阀15上的送风管16，从 该鼓风机13的排出口分开向左右延伸。这些送风管16的另一端分别 连接在设有上述空气吹出口10的空气吹出管17上。
上述空气吹出管27，如图22所示那样，由前面开口的喇叭形通海 阀口18以及多孔板20构成，多孔板20设在该通海阀口18的前面开 口部上，且以预定间距沿板厚方向贯通设计多个小孔19。因此，这时， 设在该通海阀口18前面的该多孔板20构成了上述空气吹出口10。多 孔板20在真实的船上为不锈钢制成，厚度最好在2～3mm以上。多孔 板20也可由陶瓷材料制成，或者也可由高分子材料制成。
这时，在上述多孔板20上形成的上述小孔19的直径是2mm，且以 5mm的间距纵横排列。如果根据本发明者等人的研究，在一般船舶的航 行速度下形成直径约1mm的微小气泡最合适。不过，也可将小孔19的 排列间距设在2.5～5倍小孔直径的范围。如果将气泡直径(约为1mm) 设计得比小孔19的直径(2mm)还小，则水流对气泡有剪切作用，认 识到这样的事实这一点也是本发明的成果。
图23所示表格，是从上述多孔板20，即其上有直径为2mm的小孔 19以5mm的间距排列的多孔板吹出压缩空气时，在改变吹出速度和主 速度(即船舶速度)的情况下微小气泡的直径变化表。
如从该表中了解的那样，如果除去几个例外，总体而言，水的流 速越大且吹出速度越大，则生成气泡的直径越小。因此，为了使微小 气泡保持所需直径—大约1mm，在改变船的航行速度时，例如船速增大 时，要减小空气吹出速度；反之，航行速度减小时，则要增大空气吹 出速度。
而在船舶1航行时，启动上述电动机12以驱动上述鼓风机13，通 过上述送风管16将加压空气导入通海阀口18内，再通过多孔板20的 小孔19吹入水中。这样，压缩空气从小孔19变成直径约为1mm的微 小气泡注入水中。
所产生的微小气泡8顺着所定流线F.L.沿船体2的边界层从船 体2的两侧一边向船尾一边向下方移动，从而旋入船底5的下面。这 样，在船体2的周围形成所需要的空隙区域，可降低船体2的摩擦阻 力。
如上那样只将上述空气吹出口10设在船体2的船首部4处，且设 在吃水浅、静压力小的位置，所以，生成微小气泡8所需的能量很小 就可以了。随着船舶1航行速度的变化，在必须改变微小气泡8的直 径时，可通过调节上述流量调节阀15的开度来调节加压空气的供给量， 从而达到目的。
图24是本发明的低摩擦阻力船的另一实施形式的示意图。该实施 形式在图21A，B所示的船舶1上，在上述空气吹出口10的下方增设 了又一个空气吹出口10，成为上下两处设有空气吹出口的形式。而且， 在下部空气吹出口10上也设有空气吹出管17，空气吹出管17与装有 流量调节阀15的送风管16连接，从而可在上下选择所要使用的空气 吹出口10。
如上所述，本发明的船舶，其特征之一是空气吹出口10设在静水 头小的部位即吃水线D.L.附近。因此，也要考虑到在船舶负荷的变 化(例如由于负载负荷的变化)改变时，吃水线D.L.下移，空气吹 出口10从水中露出的情况。在根据上述构成的船舶1上，如图24中 点划线所示，例如在空载时吃水线D.L.下移的时候，关掉设在与上 部的空气吹出口10连接的送风管的流量调节阀15并打开设在与下部 的空气吹出口10连接的送风管16上的流量调节阀15，使其只从下部 的空气吹出口10产生微小气泡8。这样，可对应吃水线D.L.的变化 生成微小气泡8。当然也可以在上下方向上的3个以上的位置设置上述 空气吹出口10。
下面，是图25所示的本发明的低摩擦阻力船的又一实施例。该实 施例在图24所示的船舶上，进一步在前后方向上也增设了上述空气吹 出口10。对应各空气吹出口10、10、10…是连接装有流量调节阀15 的各送风管16。
如果如图25所示那样构成，不仅可对应吃水线D.L.的变化， 还可对应船速的变化精确地确定微小气泡的吹出位置。即，由于航行 速度的变化使可以获得最佳摩擦阻力降低效果的最佳流线F.L.的位 置变化时，也可根据选择前后的空气吹出口10与之对应。这时，各空 气吹出口10的选择可通过对应上述各空气吹出口的上述流量调节阀15 的开闭动作来进行，这些流量调节阀15的操作也可设计成对应船速自 动控制的形式。
图26A～图26E所示是空气吹出口10的其他实施形式。在如上已 说明的上述实施形式中，是预先形成空气吹出口10(即，在船体建造 时形成)的情况，而在该实施形式中，空气吹出口10是后装在船体2 的外面的。
如图26A所示，空气供给管14从鼓风机13向船体2的甲板3上 延伸，多根送风管16从该空气供给管延伸到空气吹出口10并与之连 接。这时，送风管16具有可绕性，可顺着船体2侧面的曲面配置。
图26C所示是图26B的A-A断面，图26D所示是图26B的B-B 断面。在图26C中，标号22所指是焊接在船体2的外板上的钢制隔离 件。这些隔离件22由4根材料组成矩形框架而构成，多孔板20安装 在其上将其开口面封住。在多孔板20上以5.0mm的间距纵横布置成 直径为2.0mm的小孔。并且，如图26C、D、E所示那样，为了尽量避 免波浪对这些空气吹出口10以及送风管16造成影响，将上述隔离件22 的外周以及上述送风管16的两侧设计成喇叭形23。
根据该实施例，只要可确保设置鼓风机13及驱动鼓风机用的电动 机12的空间，就可将本发明用在现有的船舶上。
在以上说明的实施例中，是采用多孔板20作为空气吹出部，但也 可考虑例如在船体2的空气吹出部，形成如图22所示的通海阀口18， 而在船体2的外板上直接穿设小孔19。并且，在以上实施例中，指示 多孔板20是平板，其实当然也可使多孔板20形成与船体2的外表面 一致的曲面。
如以上述例子说明的那样，本发明的低摩擦阻力船1是在船体2 的船首部4的吃水浅的位置形成或安装空气吹出口10，同时只搭载鼓 风机13以及其驱动源，所以，系统非常简单，因此价格也便宜，并且 可获得可靠的摩擦阻力降低效果。
另外，在上述各实施例中，是以多个小孔作为空气吹出口10向水 中吹出压缩空气的形式，这是由于在本发明者等人目前的研究中，该 方法最适合用于产生直径约为1mm的气泡的场合。不过，本发明的气 泡生成装置并不限于利用该方法的形式。例如，根据今后的研究，也 有可能发明利用传统使用的缝隙型空气吹出口器或者喷嘴型空气吹出 器产生所需微小气泡的方法。这时，可采用那样的缝隙型或者喷嘴型 空气吹出器作为气泡生成装置。
下面，是图27A，B所示的本发明的低摩擦阻力船的又一实施例。 在该实施例中，前面已说明过的上述实施例中的上述空气吹出口10由 下面将要说明的船首碎波导通通路24的排出口26构成。
上述船首碎波导通通路24如图27A以及图27B所示那样，是一条 贯通船体2的一部分的隧道式或管状的导管，它将在船体2的船首部4 产生的船首碎波从摄入口25摄入，并将摄入的船首碎波从排出口26 吹出。摄入口25在船体2浸水部的船首部前端附近开口，排出口26 同样在该船首部上比上述摄入口25靠后的地方开口。
使上述排出口26在比上述摄入口25更低的位置形成，因此，该 船首碎波导通通路24从摄入口25向排出口26斜下方倾斜。排出口26 即空气吹出口10从船首部4沿船体2的表面下到斜后方，并在旋入船 底5的所定流线F.L.上开口。因此，船首碎波导通通路24的倾斜， 与该流线F.L.的方向大体一致。
船体1航行时，由于在船首部4前方的海水冲撞船首部的前侧面 而产生船首碎波27。在利用该实施例的船舶1上，船首部4前面产生 的船首碎波27的一部分被设在船首部4的两舷侧的上述船首碎波导通 通路24的摄入口25摄入，并从排出口26吹出。该吹出的船首碎波27 顺着所定的流线F.L.沿船体2的浸水部表面从舷侧向船底部旋入。
根据以上所述，在上述船首碎波27中含有大量的微小气泡。因此， 该船首碎波27中的微小气泡顺着所定的流线F.L.沿船体2的浸水 部表面从舷侧向船底部旋入，这样，与前面说明的实施例一样可降低 船舶1的航行摩擦阻力。
利用该实施例的上述船舶1的情况，与前面的实施例不同，不使 用鼓风机等空气供给源，所以，所得到的微小气泡的量比使用了空气 供给源的船要少，因而降低摩擦阻力的效果也比使用了空气供给源的 船的效果差。但是，由于没有空气供给源，所以不需要用于产生气泡 的动力，从而获得了动力降低的效果。
图28A、B所示是图27A、B所示实施例的改进例。在该实施例中， 从空气供给源6伸出的送风管16的前端部在上述船首碎波导通通路24 的内部中间开口。送风管16的安装，至少在其与船首碎波导通通路24 连接的这一边，使该送风管16的前端部朝向排出口26的方向。
在利用该实施例的例子上，可在摄入船首碎波导通通路24的船首 碎波27中混入压缩空气，压缩空气的喷出力有助于沿着船首碎波导通 通路24内流动的船首碎波27的流动，从而使船首碎波27中所含的微 小气泡可以更有效地沿流线F.L.的方向流动。因此，对于因船舶1 的航行速度小而没有形成所需流线F.L.且船首碎波中的微小气泡生 成量少等情况，特别有效。
另外，在该构成中，吹入上述船首碎波导通通路24内的空气被在 船首碎波导通通路内流动的水流分离，使该吹入的空气中的一部分成 为微小气泡，由此，也可期望补充流线F.L.上的微小气泡量。
在图28A、B所示实施例中，已说明过的例子，是在船体2的左舷 以及右舷各形成一个船首碎波导通通路24，但也可在上下方向或前后 方向或是上下方向以及前后方向上形成多个这样的船首碎波导通通路 24。
另外，在上述实施例中，是对本发明用在集装箱货运船1上的情 况进行的说明，但本发明也可用在其他所有的船体上，且在这些地方 当然也可获得与上述同样的作用效果。