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流体力学や航海用語において、砕波とは、ピーク時に「砕ける」のに十分なエネルギーを持ち、線形エネルギーが明確な前方曲線を持つ波の乱流エネルギーへと変化する臨界レベルに達する波のことである。この時点で、波の力学を記述する単純な物理モデル、特に線形挙動を仮定するモデルはしばしば無効となる。
最も一般的に知られている砕波は、海岸線での水面波の砕波です。波の砕波は、一般的に振幅が波の頂上が実際に反転する点に達したときに発生します。流体力学における他のいくつかの現象も、水面波との類似性から「砕波」と呼ばれています。気象学では、大気重力波は、波が高度とともにポテンシャル温度が低下する領域を生成し、対流不安定性によるエネルギー散逸につながるときに砕波すると言われています。同様に、ロスビー波は、ポテンシャル渦度勾配が反転するときに砕波すると言われています[ 1 ] 。プラズマでも、粒子速度が波の位相速度を超えると波の砕波が発生します[ 2 ]。プラズマ物理学におけるもう1つの応用例は、真空へのプラズマ膨張であり、波の砕波とそれに続く高速イオンピークの発生のプロセスは、サック・シャメル方程式によって記述されます。
水面波の砕波は、振幅が十分であれば外洋を含め、どこでも起こり得る。しかし、特に海岸ではよく見られる。これは、水深が浅い場所では群速度が低いため、波高が増幅されるためである。
砕波には大きく分けて4種類あります。それは、溢れる波、突進する波、崩壊する波、そしてうねる波です。[ 3 ]
海底が緩やかな傾斜になっている場合、波は次第に急勾配になり、波頂が不安定になると、乱流の白波が波面を流れ落ちます。この現象は波が岸に近づくにつれて続き、波のエネルギーは白波の中で徐々に散逸していきます。そのため、白波が崩れる時間は他の波よりも長く、比較的穏やかな波となります。陸に向かって吹く風は、白波が発生しやすい要因となります。
海底が急勾配であったり、サンゴ礁や砂州などによって急激に水深が変化する場所では、突進波が発生します。波の頂上は、通常よりも急勾配になり、垂直になった後、波の谷に巻き込まれて落下し、比較的激しい衝撃でエネルギーの大部分を一気に放出します。突進波は、はるかに大きな通常波よりも大きなエネルギーで砕けます。波は、波の縁の下に空気を閉じ込めて圧縮することがあり、これが波特有の「砕ける」音を生み出します。大きな波の場合、この砕ける音は陸上の海水浴客にも感じられます。沖合の風が吹くと、突進波が発生しやすくなります。
波が海岸（または海底）と平行でない場合、浅瀬に到達する波の部分が最初に砕け、砕ける部分（またはカール）は波が続くにつれて波面を横方向に移動します。これがサーファーに非常に人気のある「チューブ」（「バレル」、「ピット」、「グリーンルーム」などとも呼ばれます）です。サーファーは砕けるリップの近くまたは下に留まろうとし、チューブが閉じる前に前方に飛び出してチューブから出られるように、できるだけチューブの「奥」に留まろうとします。海岸と平行な波は、全長にわたって一度に砕けることがあり、乗ることができず危険です。サーファーはこのような波を「クローズアウト」と呼びます。
崩壊波は、急降下波と急上昇波の中間のような現象で、波の頂上は完全に崩れることなく、波の底面が急勾配になって崩壊し、泡が発生する。
うねる波は、周期が長く傾斜が緩やかな波や、急な海岸線から発生します。その結果、波の基部がスウォッシュ斜面を急速に上昇し、波頂が消滅します。波の前面と波頂は比較的滑らかで、泡や気泡はほとんどなく、非常に狭いサーフゾーン、または全く砕波が発生しない状態になります。波のエネルギーが短く鋭く爆発するため、次の波が到着する前にスウォッシュ/バックウォッシュサイクルが完了し、ケンプの位相差の値が小さくなります (< 0.5)。うねる波は、反射性の海岸状態に典型的です。傾斜の急な海岸では、波のエネルギーが海底で反射されて海に戻り、定常波が発生します。
海洋表面波が浅瀬に入ると、水粒子の速度が波形の速度に比べて速くなり始めます。その結果、波形が不安定になり、波の頂上が反転します。これは波の砕波過程として知られています。[ 4 ]砕波中、波の頂上に変形（通常は膨らみ）が形成され、その先端側は「つま先」として知られています。短い波長の寄生毛細管波が形成されます。「つま先」より上の波は、はるかに長い波長を持つ傾向があります。しかし、この理論は線形であるため、決して完璧ではありません。波に関する非線形運動理論がいくつか提案されています。提案されたものの1つは、摂動法を使用して記述を3次まで拡張し、その後、より良い解が見つかっています。波の変形に関しては、境界積分法やブシネスクモデルのような方法が作成されています。
砕波中に存在する高周波の詳細が波頂の変形と不安定化に関与していることがわかっています。同じ理論はこれをさらに発展させ、毛細管波の谷が渦度の発生源になると述べています。表面張力（および粘性）は波長が約7 cm (3インチ)までの波にとって重要であると言われています。[ 5 ]
しかし、これらのモデルには欠陥がある。波が砕けた後の水の状態を考慮に入れていないからだ。砕波後の渦の形成や、砕波によって生じる乱流については、ほとんど研究されていない。当然ながら、海洋から予測可能な結果を得ることは難しいかもしれない。
波の先端が反転し、ジェットが崩壊すると、非常にまとまりのある明確な水平渦が形成される。砕波は波面に沿って二次的な渦を発生させる。波の側面に形成される小さな水平方向のランダムな渦は、おそらく砕波前は水の速度がほぼ二次元的であったことを示唆している。これが砕波時に三次元的になる。
波の前面に沿った主渦は、砕波後、表面の渦の粘性が高まるにつれて、波の内部へと急速に拡散する。移流と分子拡散は、渦の伸長と渦度の再分配、そして乱流カスケードの形成に寄与する。この過程により、大きな渦のエネルギーは、はるかに小さな等方性渦へと伝達される。
深海と海岸の両方において、砕波後の乱流の発達を解明するための実験が行われた。
有限水深における非砕波の傾斜の理論的な限界は、1944年にフランスのエンジニア、ロベール・ミッシュによって導出されたミッシュ基準によって与えられる。 [ 6 ] [ 7 ] [ 8 ]
