Дисперсия (волны на воде) - Dispersion (water waves) - Wikipedia

Эта статья о рассеянии волн на водной поверхности. По поводу других форм дисперсии см. Дисперсия (значения).

В динамика жидкостей, разброс из волны на воде обычно относится к частотная дисперсия, что обозначает волны разных длины волн путешествовать по разным фазовые скорости. Волны на воде в данном контексте - это волны, распространяющиеся по Поверхность воды, с сила тяжести и поверхностное натяжение как восстанавливающие силы. Как результат, воды с свободная поверхность обычно считается дисперсионная среда.

Для определенной глубины воды поверхностные гравитационные волны - т.е. волны, возникающие на границе раздела воздух-вода, и гравитация как единственная сила, возвращающая ему плоскостность, - распространяются быстрее с увеличением длина волны. С другой стороны, для данной (фиксированной) длины волны гравитационные волны в более глубокой воде имеют больший фазовая скорость чем в мелководье.^[1] В отличие от поведения гравитационных волн, капиллярные волны (т.е. только вызванные поверхностным натяжением) распространяются быстрее для более коротких волн.

Помимо частотной дисперсии, волны на воде также обладают дисперсией амплитуды. Это нелинейный эффект, благодаря которому волны большей амплитуда имеют отличную от волн малой амплитуды фазовую скорость.

Частотная дисперсия поверхностных гравитационных волн

Этот раздел посвящен частотной дисперсии волн в слое жидкости под действием силы тяжести и в соответствии с линейной теорией. За поверхностное натяжение влияние на частотную дисперсию, см. эффекты поверхностного натяжения в теории волн Эйри и капиллярная волна.

Распространение и дисперсия волн

Синусоидальная волна.

Простейший распространяющаяся волна неизменной формы - это синусоидальная волна. Синусоидальная волна с водной поверхностью высота η (х, t) дан кем-то:^[2]

${\displaystyle \eta (x,t)=a\sin \left(\theta (x,t)\right),\,}$

куда а это амплитуда (в метрах) и θ = θ (х, t) - фазовая функция (в радианы ), в зависимости от горизонтального положения (Икс , в метрах) и время (т , в секунды ):^[3]

${\displaystyle \theta =2\pi \left({\frac {x}{\lambda }}-{\frac {t}{T}}\right)=kx-\omega t,}$ с ${\displaystyle k={\frac {2\pi }{\lambda }}}$ и ${\displaystyle \omega ={\frac {2\pi }{T}},}$

куда:

• λ это длина волны (в метрах),
• Т это период (в секундах),
• k это волновое число (в радианах на метр) и
• ω это угловая частота (в радианах в секунду).

Характерные фазы водной волны:

• пересечение нуля снизу вверх на θ = 0,
• волна гребень в θ =½ π,
• нисходящее пересечение нуля в θ = π и
• волна впадина в θ = 1½ π.

Определенная фаза повторяется после целое число м несколько из 2π: sin (θ) = грех (θ + m • 2π).

Необходим для волн на воде и других волновых явлений в физика, заключается в том, что свободно распространяющиеся волны ненулевой амплитуды существуют только тогда, когда угловая частота ω и волновое число k (или эквивалентно длина волны λ и период Т ) удовлетворяют функциональные отношения: соотношение частотной дисперсии^[4][5]

${\displaystyle \omega ^{2}=\Omega ^{2}(k).\,}$

У дисперсионного соотношения есть два решения: ω = + Ω (к) и ω = −Ω (к), соответствующие волнам, бегущим в положительном или отрицательном Икс-направление. В общем случае дисперсионное соотношение будет зависеть от ряда других параметров помимо волнового числа. k. Для гравитационных волн, согласно линейной теории, это ускорение силы тяжести грамм и глубина воды час. Дисперсионное соотношение для этих волн:^[6][5]

${\displaystyle \omega ^{2}=g\,k\,\tanh(k\,h)}$   или же   ${\displaystyle \displaystyle \lambda ={\frac {g}{2\pi }}\,T^{2}\,\tanh \left(2\pi \,{\frac {h}{\lambda }}\right),}$

ан неявное уравнение с tanh, обозначающим гиперболический тангенс функция.

Начальная фаза волны θ = θ₀ распространяется как функция пространства и времени. Его последующее положение определяется следующим образом:

${\displaystyle x={\frac {\lambda }{T}}\,t+{\frac {\lambda }{2\pi }}\,\theta _{0}={\frac {\omega }{k}}\,t+{\frac {\theta _{0}}{k}}.}$

Это показывает, что фаза движется со скоростью:^[2]

${\displaystyle c_{p}={\frac {\lambda }{T}}={\frac {\omega }{k}}={\frac {\Omega (k)}{k}},}$

которая называется фазовой скоростью.

Фазовая скорость

Дальнейшая информация: Фазовая скорость

Рассеивание гравитационных волн на поверхности жидкости. Фазовая и групповая скорость, деленная на фазовую скорость мелкой воды √gh как функция относительной глубины h / λ. Синие линии (A): фазовая скорость; Красные линии (B): групповая скорость; Черная пунктирная линия (C): фаза и групповая скорость. √gh действительно на мелководье. Проведенные линии: закон дисперсии на произвольной глубине. Пунктирные линии (синие и красные): пределы глубокой воды.

Рассеивание гравитационных волн на поверхности жидкости. Фазовая и групповая скорость, деленная на фазовую скорость на глубине √gλ / (2π) как функция относительной глубины час / λ. Синие линии (A): фазовая скорость; Красные линии (B): групповая скорость; Черная пунктирная линия (C): фаза и групповая скорость. √gh действительно на мелководье. Проведенные линии: закон дисперсии на произвольной глубине. Пунктирные линии (синие и красные): пределы глубокой воды.

А синусоидальный волна, небольшая возвышенность амплитуда и с постоянной длина волны, распространяется с фазовая скорость, также называемая быстродействием или фазовой скоростью. Хотя фазовая скорость является вектором и имеет соответствующее направление, скорость или фазовая скорость относятся только к величине фазовой скорости. Согласно линейной теории волн, вызванных силой тяжести, фазовая скорость зависит от длины волны и глубины воды. При фиксированной глубине воды длинные волны (с большой длиной волны) распространяются быстрее, чем более короткие волны.

На левом рисунке видно, что мелководье волны, с длинами волн λ намного больше глубины воды час, путешествуют с фазовой скоростью^[2]

${\displaystyle c_{p}={\sqrt {gh}}\qquad \scriptstyle {\text{(shallow water),}}\,}$

с грамм в ускорение силы тяжести и c_п фазовая скорость. Поскольку эта фазовая скорость мелкой воды не зависит от длины волны, волны на мелкой воде не имеют частотной дисперсии.

Используя другую нормировку для того же соотношения частотной дисперсии, рисунок справа показывает, что для фиксированной длины волны λ фазовая скорость c_п увеличивается с увеличением глубины воды.^[1] Пока в глубокой воде с глубиной воды час больше половины длины волны λ (Таким образом, для h / λ> 0,5) фазовая скорость c_п не зависит от глубины воды:^[2]

${\displaystyle c_{p}={\sqrt {\frac {g\lambda }{2\pi }}}={\frac {g}{2\pi }}T\qquad \scriptstyle {\text{(deep water),}}}$

с Т волна период (в взаимный из частота ж, Т = 1 / f ). Итак, на большой глубине фазовая скорость увеличивается с длиной волны и периодом.

Поскольку фазовая скорость удовлетворяет c_п = λ / T = λfдлина волны и период (или частота) связаны. Например, в глубокой воде:

${\displaystyle \lambda ={\frac {g}{2\pi }}T^{2}\qquad \scriptstyle {\text{(deep water).}}}$

Ниже приведены дисперсионные характеристики для промежуточной глубины.

Групповая скорость

Дальнейшая информация: Групповая скорость

Частотная дисперсия в двухцветный группы гравитационные волны на поверхности глубокой воды. Красный квадрат движется вместе с фазовая скорость, а зеленые кружки распространяются с групповой скоростью.

Более ...

В этом глубоководном случае фазовая скорость в два раза больше групповой скорости. Красный квадрат обгоняет два зеленых круга при движении слева направо от фигуры. Кажется, что новые волны возникают позади группы волн, растут по амплитуде, пока не окажутся в центре группы, и исчезают на фронте группы волн. Для гравитационных поверхностных волн скорости частиц воды в большинстве случаев намного меньше фазовой.

Вмешательство двух синусоидальных волн с немного разными длинами волн, но одинаковыми амплитуда и направление распространения, приводит к образец удара, называется волновой группой. Как видно на анимации, группа движется с групповой скоростью. c_грамм отличная от фазовой скорости c_п, из-за частотной дисперсии.

Групповая скорость изображена красными линиями (отмечены B) на двух рисунках выше. На мелкой воде групповая скорость равна фазовой скорости мелкой воды. Это потому, что волны на мелководье не являются рассеивающими. На большой глубине групповая скорость равна половине фазовой скорости: c_грамм = ½ c_п.^[7]

Групповая скорость также оказывается скоростью переноса энергии. Это скорость, с которой средняя волновая энергия переносится по горизонтали в узкополосный волновое поле.^[8][9]

В случае, если групповая скорость отличается от фазовой скорости, следствием этого является то, что количество волн, подсчитываемых в группе волн, отличается при подсчете по снимку в космосе в определенный момент от количества волн, отсчитываемых по времени от измеренной отметки поверхности. в фиксированном положении. Рассмотрим волновую группу длины Λ_грамм и продолжительность группы τ_грамм. Групповая скорость:^[10]

${\displaystyle c_{g}={\frac {\Lambda _{g}}{\tau _{g}}}.}$

Количество волн на группу, наблюдаемых в пространстве в определенный момент (верхняя синяя линия), отличается от количества волн на группу, наблюдаемых во времени в фиксированном положении (нижняя оранжевая линия), из-за частотной дисперсии.

Более ...
Для показанного случая бихроматической группы гравитационных волн на поверхности глубокой воды групповая скорость составляет половину фазовой скорости. В этом примере 5^3⁄4 волны между двумя узлами волновой группы в пространстве, в то время как существует 11^1⁄2 волны между двумя узлами волновой группы во времени.

Северная часть Тихого океана штормовые волны, как видно из NOAA M / V Благородная звезда, зима 1989 года.

Количество волн в группе волн, измеренное в пространстве в определенный момент, составляет: Λ_грамм / λ. При измерении в фиксированном месте во времени количество волн в группе составляет: τ_грамм / Т. Таким образом, отношение количества волн, измеренных в пространстве, к количеству волн, измеренных во времени, составляет:

${\displaystyle {\tfrac {\text{No. of waves in space}}{\text{No. of waves in time}}}={\frac {\Lambda _{g}/\lambda }{\tau _{g}/T}}={\frac {\Lambda _{g}}{\tau _{g}}}\cdot {\frac {T}{\lambda }}={\frac {c_{g}}{c_{p}}}.}$

Итак, в глубокой воде, с c_грамм = ½ c_п,^[11] волновая группа имеет в два раза больше волн во времени, чем в пространстве.^[12]

Высота поверхности воды η (х, t), как функция горизонтального положения Икс и время т, для двухцветный волновая группа полного модуляция возможно математически сформулированы как:^[11]

${\displaystyle \eta =a\,\sin \left(k_{1}x-\omega _{1}t\right)+a\,\sin \left(k_{2}x-\omega _{2}t\right),}$

с:

• а волна амплитуда каждой частотной составляющей в метрах,
• k₁ и k₂ в волновое число каждой волновой составляющей в радианах на метр, и
• ω₁ и ω₂ в угловая частота каждой волновой составляющей в радианах в секунду.

Обе ω₁ и k₁, а также ω₂ и k₂, должны удовлетворять дисперсионному соотношению:

${\displaystyle \omega _{1}^{2}=\Omega ^{2}(k_{1})\,}$ и ${\displaystyle \omega _{2}^{2}=\Omega ^{2}(k_{2}).\,}$

С помощью тригонометрические тождества, отметка поверхности записывается как:^[10]

${\displaystyle \eta =\left[2\,a\,\cos \left({\frac {k_{1}-k_{2}}{2}}x-{\frac {\omega _{1}-\omega _{2}}{2}}t\right)\right]\;\cdot \;\sin \left({\frac {k_{1}+k_{2}}{2}}x-{\frac {\omega _{1}+\omega _{2}}{2}}t\right).}$

Часть в квадратных скобках - это медленно меняющаяся амплитуда группы с волновым числом группы. ½ (k₁ - к₂ ) и групповая угловая частота ½ (ω₁ - ω₂ ). В результате групповая скорость для предела k₁ → k₂ :^[10][11]

${\displaystyle c_{g}=\lim _{k_{1}\,\to \,k_{2}}{\frac {\omega _{1}-\omega _{2}}{k_{1}-k_{2}}}=\lim _{k_{1}\,\to \,k_{2}}{\frac {\Omega (k_{1})-\Omega (k_{2})}{k_{1}-k_{2}}}={\frac {{\text{d}}\Omega (k)}{{\text{d}}k}}.}$

Волновые группы можно различить только в случае узкополосного сигнала с разницей волновых чисел. k₁ - к₂ мал по сравнению со средним волновым числом ½ (k₁ + k₂).

Многокомпонентные волновые картины

Частотная дисперсия поверхностные гравитационные волны на глубокой воде. В суперпозиция (синяя линия) показаны три составляющие синусоидальной волны (голубые линии).

Более ...

Для трех компонентов соответственно 22 (внизу), 25 (в центре) и 29 (вверху) длины волн поместиться в горизонтальной зоне длиной 2000 метров. Компонент с самой короткой длиной волны (вверху) распространяется медленнее всего. Волна амплитуды составляющих соответственно 1, 2 и 1 метр. Различия в длине волны и фазовая скорость компонентов приводит к изменению модели группы волн из-за усиления, когда компоненты находятся в фазе, и уменьшения, когда они находятся в противофазе.

Эффект частотной дисперсии заключается в том, что волны распространяются как функция длины волны, так что пространственные и временные фазовые свойства распространяющейся волны постоянно меняются. Например, под действием силы тяжести волны на воде с более длинным длина волны путешествуют быстрее, чем те, у которых более короткая длина волны.

В то время как две наложенные синусоидальные волны, называемые бихроматической волной, имеют конверт который движется без изменений, три или более синусоидальных волновых компонента приводят к изменению структуры волн и их огибающей. А состояние моря - то есть: настоящие волны на море или океане - можно описать как суперпозицию множества синусоидальных волн с разными длинами волн, амплитудами, начальными фазами и направлениями распространения. Каждый из этих компонентов движется со своей фазовой скоростью в соответствии с дисперсионным соотношением. В статистика такой поверхности можно описать ее спектр мощности.^[13]

Отношение дисперсии

В таблице ниже дисперсионное соотношение ω² = [Ω (к)]² между угловой частотой ω = 2π / T и волновое число к = 2π / λ даны, а также фазовая и групповая скорости.^[10]

Частотная дисперсия гравитационных волн на поверхности глубокой воды, мелководья и на промежуточных глубинах, согласно теория линейных волн
количество	символ	единицы	глубокая вода ( час > ½ λ )	мелководье ( час < 0.05 λ )	средняя глубина ( все λ и час )
соотношение дисперсии	${\displaystyle \displaystyle \Omega (k)}$	рад / с	${\displaystyle {\sqrt {gk}}={\sqrt {\frac {2\pi \,g}{\lambda }}}}$	${\displaystyle k{\sqrt {gh}}={\frac {2\pi }{\lambda }}{\sqrt {gh}}}$	${\displaystyle {\begin{aligned}&{\sqrt {gk\,\tanh \left(kh\right)}}\,\\[1.2ex]&={\sqrt {{\frac {2\pi g}{\lambda }}\tanh \left({\frac {2\pi h}{\lambda }}\right)}}\,\end{aligned}}}$
фазовая скорость	${\displaystyle \displaystyle c_{p}={\frac {\lambda }{T}}={\frac {\omega }{k}}}$	РС	${\displaystyle {\sqrt {\frac {g}{k}}}={\frac {g}{\omega }}={\frac {g}{2\pi }}T}$	${\displaystyle {\sqrt {gh}}}$	${\displaystyle {\sqrt {{\frac {g}{k}}\tanh \left(kh\right)}}}$
групповая скорость	${\displaystyle \displaystyle c_{g}={\frac {\partial \Omega }{\partial k}}}$	РС	${\displaystyle {\frac {1}{2}}{\sqrt {\frac {g}{k}}}={\frac {1}{2}}{\frac {g}{\omega }}={\frac {g}{4\pi }}T}$	${\displaystyle {\sqrt {gh}}}$	${\displaystyle {\frac {1}{2}}c_{p}\left(1+{\frac {2kh}{\sinh \left(2kh\right)}}\right)}$
соотношение	${\displaystyle \displaystyle {\frac {c_{g}}{c_{p}}}}$	-	${\displaystyle \displaystyle {\frac {1}{2}}}$	${\displaystyle \displaystyle 1}$	${\displaystyle {\frac {1}{2}}\left(1+{\frac {2kh}{\sinh \left(2kh\right)}}\right)}$
длина волны	${\displaystyle \displaystyle \lambda }$	м	${\displaystyle {\frac {g}{2\pi }}T^{2}}$	${\displaystyle T{\sqrt {gh}}}$	за данный период Т, решение:   ${\displaystyle \displaystyle \left({\frac {2\pi }{T}}\right)^{2}={\frac {2\pi g}{\lambda }}\tanh \left({\frac {2\pi h}{\lambda }}\right)}$

Глубокая вода соответствует глубине воды, превышающей половину длина волны, что является обычной ситуацией в океане. На большой глубине волны с более длинным периодом распространяются быстрее и быстрее переносят свою энергию. Глубоководная групповая скорость вдвое меньше фазовая скорость. В мелководье, для длин волн, превышающих глубину воды более чем в двадцать раз,^[14] как часто встречается у берегов, групповая скорость равна фазовой скорости.

История

Полное линейное дисперсионное соотношение было впервые найдено Пьер-Симон Лаплас, хотя в его решении линейной волновой задачи были ошибки. Полная теория линейных волн на воде, включая дисперсию, была получена Джордж Бидделл Эйри и опубликовано примерно в 1840 году. Подобное уравнение также было найдено Филип Келланд примерно в то же время (но допустив некоторые ошибки в выводе волновой теории).^[15]

Мелководье (с малым h / λ) предел, ω² = gh k², был получен Жозеф Луи Лагранж.

Эффекты поверхностного натяжения

Дальнейшая информация: Капиллярная волна

Рассеивание гравитационно-капиллярных волн на поверхности глубокой воды. Фазовая и групповая скорость, деленная на ${\displaystyle \scriptstyle {\sqrt[{4}]{g\sigma /\rho }}}$ как функция обратной относительной длины волны ${\displaystyle \scriptstyle {\frac {1}{\lambda }}{\sqrt {\sigma /(\rho g)}}}$.
Синие линии (A): фазовая скорость, красные линии (B): групповая скорость.
Проведенные линии: дисперсионное соотношение для гравитационно-капиллярных волн.
Пунктирные линии: дисперсионное соотношение для глубоководных гравитационных волн.
Пунктирные линии: закон дисперсии для глубоководных капиллярных волн.

В случае гравитационно-капиллярных волн, где поверхностное натяжение влияет на волны, дисперсионное соотношение принимает вид:^[5]

${\displaystyle \omega ^{2}=\left(gk+{\frac {\sigma }{\rho }}k^{3}\right)\tanh(kh),}$

с σ поверхностное натяжение (в Н / м).

Для границы раздела вода – воздух (с σ = 0,074 Н / м и ρ = 1000 кг / м³) волны могут быть аппроксимированы чистыми капиллярными волнами, в которых преобладают эффекты поверхностного натяжения, для длины волн менее 0,4 см (0,2 дюйма). Для длин волн более 7 см (3 дюйма) волны в хорошем приближении являются чистыми. поверхностные гравитационные волны с очень небольшими эффектами поверхностного натяжения.^[16]

Межфазные волны

Волновое движение на границе между двумя слоями невязкий однородные жидкости разной плотности, заключенные между горизонтальными жесткими границами (вверху и внизу). Движение происходит под действием силы тяжести. Верхний слой имеет среднюю глубину час' и плотность ρ ‘, а нижний слой имеет среднюю глубину час и плотность ρ. Амплитуда волны равна а, длина волны обозначена λ.

Для двух однородных слоев жидкости средней толщины час под интерфейсом и час' вверху - под действием силы тяжести и ограниченный сверху и снизу горизонтальными жесткими стенками - дисперсионное соотношение ω² = Ω²(k) для гравитационных волн обеспечивается:^[17]

${\displaystyle \Omega ^{2}(k)={\frac {g\,k(\rho -\rho ')}{\rho \,\coth(kh)+\rho '\,\coth(kh')}},}$

где снова ρ и ρ ′ - плотности ниже и выше границы раздела, а coth - гиперболический котангенс функция. По делу ρ ′ равна нулю, это сводится к закону дисперсии поверхностных гравитационных волн на воде конечной глубины час.

Когда глубина двух слоев жидкости становится очень большой (час→∞, час'→ ∞) гиперболические котангенсы в приведенной выше формуле приближаются к значению единицы. Потом:

${\displaystyle \Omega ^{2}(k)={\frac {\rho -\rho '}{\rho +\rho '}}\,g\,k.}$

Нелинейные эффекты

Мелководье

Дальнейшая информация: кноидальная волна

Эффекты амплитудной дисперсии проявляются, например, в уединенная волна: одиночный горб воды, движущийся с постоянной скоростью на мелководье с горизонтальным дном. Обратите внимание, что уединенные волны близки ксолитоны, но не совсем - после взаимодействия двух (сталкивающихся или догоняющих) уединенных волн они немного изменились в амплитуда и остаточный колебательный остаток остается позади.^[18] Односолитонное решение Уравнение Кортевега – де Фриза, высоты волны ЧАС на глубине воды час вдали от гребня волны движется со скоростью:

${\displaystyle c_{p}=c_{g}={\sqrt {g(h+H)}}.}$

Таким образом, для этой нелинейной гравитационной волны именно общая глубина воды под гребнем волны определяет скорость, при этом более высокие волны распространяются быстрее, чем более низкие волны. Отметим, что уединенные волновые решения существуют только для положительных значений ЧАС, уединенных гравитационных волн депрессии не существует.

Глубокая вода

Дальнейшая информация: Волна Стокса

Соотношение линейной дисперсии, не зависящее от амплитуды волны, для нелинейных волн также верно во втором порядке теория возмущений разложение, с порядками по крутизне волны к а (куда а волна амплитуда ). Для третьего порядка и для глубокой воды дисперсионное соотношение имеет вид^[19]

${\displaystyle \omega ^{2}=gk\left[1+(ka)^{2}\right],}$   так   ${\displaystyle c_{p}={\sqrt {\frac {g}{k}}}\,\left[1+{\tfrac {1}{2}}\,(ka)^{2}\right]+{\mathcal {O}}\left((ka)^{4}\right).}$

Это означает, что большие волны распространяются быстрее, чем маленькие с той же частотой. Это заметно только при крутизне волны к а большой.

Волны на среднем токе: доплеровский сдвиг

Волны на воде в среднем потоке (то есть волна в движущейся среде) испытывают Доплеровский сдвиг. Предположим, что дисперсионное соотношение для неподвижной среды имеет вид:

${\displaystyle \omega ^{2}=\Omega ^{2}(k),\,}$

с k волновое число. Тогда для среды со средним значением скорость вектор V, соотношение дисперсии с доплеровским сдвигом становится:^[20]

${\displaystyle \left(\omega -\mathbf {k} \cdot \mathbf {V} \right)^{2}=\Omega ^{2}(k),}$

куда k вектор волнового числа, связанный с k в качестве: k = |k|, В скалярное произведение k•V равно: k•V = кВ потому что α, с V длина вектора средней скорости V: V = |V|, И α угол между направлением распространения волны и средним направлением потока. Для волн и течения в одном направлении, k•V=кВ.

Смотрите также

Другие статьи о дисперсии

• Дисперсионное уравнение в частных производных
• Капиллярная волна

Дисперсионные водно-волновые модели

• Теория волн Эйри
• Уравнение Бенджамина – Бона – Махони
• Приближение Буссинеска (волны на воде)
• Кноидальная волна
• Уравнение Камассы – Холма
• Уравнение Дэви – Стюартсона
• Уравнение Кадомцева – Петвиашвили. (также известное как уравнение КП)
• Уравнение Кортевега – де Фриза (также известное как уравнение КдФ)
• Вариационный принцип Люка
• Нелинейное уравнение Шредингера.
• Уравнения мелкой воды
• Волновая теория Стокса
• Трохоидальная волна
• Волновая турбулентность
• Уравнение Уизема

Примечания

1. Пруд, С .; Пикард, Г.Л. (1978), Вводная динамическая океанография, Pergamon Press, стр. 170–174, ISBN  978-0-08-021614-0
2. См. Lamb (1994), §229, стр. 366–369.
3. См. Whitham (1974), стр. 11.
4. Это дисперсионное соотношение для неподвижного однородный средний, то есть в случае водных волн для постоянной глубины воды и отсутствия среднего течения.
5. См. Phillips (1977), стр. 37.
6. См. Например Дингеманс (1997), стр. 43.
7. См. Phillips (1977), стр. 25.
8. Рейнольдс, О. (1877 г.), «О скорости распространения групп волн и скорости передачи энергии волнами», Природа, 16 (408): 343–44, Bibcode:1877Натура..16Р.341., Дои:10.1038 / 016341c0
   Лорд Рэлей (Дж. У. Стратт) (1877), «На прогрессивных волнах», Труды Лондонского математического общества, 9: 21–26, Дои:10.1112 / плмс / с1-9.1.21 Перепечатано как Приложение в: Теория звука 1, MacMillan, 2-е исправленное издание, 1894 г.
9. См. Lamb (1994), §237, стр. 382–384.
10. См. Dingemans (1997), раздел 2.1.2, стр. 46–50.
11. См. Lamb (1994), §236, pp. 380–382.
12. Хендерсон, К. Л .; Перегрин, Д.; Долд, Дж. У. (1999), "Нестационарные волновые модуляции на воде: полностью нелинейные решения и сравнение с нелинейным уравнением Шредингера", Волновое движение, 29 (4): 341–361, CiteSeerX  10.1.1.499.727, Дои:10.1016 / S0165-2125 (98) 00045-6
13. См. Phillips (1977), стр. 102.
14. См. Дин и Дэлримпл (1991), стр. 65.
15. См. Craik (2004).
16. См. Lighthill (1978), стр. 224–225.
17. Тернер, Дж. С. (1979), Эффекты плавучести в жидкостях, Cambridge University Press, стр. 18, ISBN  978-0521297264
18. См. Например: Craig, W .; Guyenne, P .; Hammack, J .; Хендерсон, Д .; Сулем, К. (2006), "Взаимодействие одиночных волн в воде", Физика жидкостей, 18 (57106): 057106–057106–25, Bibcode:2006PhFl ... 18e7106C, Дои:10.1063/1.2205916
19. См. Lamb (1994), §250, pp. 417–420.
20. См. Phillips (1977), стр. 24.

Рекомендации

• Craik, A.D.D. (2004), «Истоки теории водных волн», Ежегодный обзор гидромеханики, 36: 1–28, Bibcode:2004АнРФМ..36 .... 1С, Дои:10.1146 / annurev.fluid.36.050802.122118
• Dean, R.G .; Далримпл, Р.А. (1991), «Механика волн на воде для инженеров и ученых», Eos Транзакции, Продвинутая серия по океанской инженерии, 2 (24): 490, Bibcode:1985EOSTr..66..490B, Дои:10.1029 / EO066i024p00490-06, ISBN  978-981-02-0420-4, OCLC  22907242
• Дингеманс, М.В. (1997), "Распространение водных волн по неровному дну", Технический отчет NASA Sti / Recon N, Продвинутая серия по океанской инженерии, 13: 25769, Bibcode:1985STIN ... 8525769K, ISBN  978-981-02-0427-3, OCLC  36126836, 2 части, 967 стр.
• Лэмб, Х. (1994), Гидродинамика (6-е изд.), Cambridge University Press, ISBN  978-0-521-45868-9, OCLC  30070401 Первоначально опубликованное в 1879 году, 6-е расширенное издание появилось в 1932 году.
• Ландау, Л.; Лифшиц, Э. (1987), Механика жидкости, Курс теоретической физики, 6 (2-е изд.), Pergamon Press, ISBN  978-0-08-033932-0
• Лайтхилл, М.Дж. (1978), Волны в жидкостях, Cambridge University Press, 504 стр., ISBN  978-0-521-29233-7, OCLC  2966533
• Филлипс, О. (1977), Динамика верхнего слоя океана (2-е изд.), Cambridge University Press, ISBN  978-0-521-29801-8, OCLC  7319931
• Уизем, Дж. Б. (1974), Линейные и нелинейные волны, Wiley-Interscience, ISBN  978-0-471-94090-6, OCLC  815118

внешняя ссылка

• Математические аспекты дисперсионных волн обсуждаются на Дисперсивная вики.