Уравнение Орра – Зоммерфельда. - Orr–Sommerfeld equation

В Уравнение Орра – Зоммерфельда., в динамика жидкостей, является собственное значение уравнение, описывающее линейные двумерные моды возмущения вязкий параллельный поток. Решение проблемы Уравнения Навье – Стокса для параллельного ламинарного потока может стать неустойчивым, если выполняются определенные условия на поток, а уравнение Орра – Зоммерфельда точно определяет, какие условия для гидродинамическая устойчивость находятся.

Уравнение названо в честь Уильям Макфадден Орр и Арнольд Зоммерфельд, выведшие его в начале 20 века.

Формулировка

А схематический диаграмма базового состояния системы. Исследуемый поток представляет собой небольшое возмущение вдали от этого состояния. Хотя основное состояние параллельно, скорость возмущения имеет компоненты в обоих направлениях.

Уравнение выводится путем решения линеаризованный версия уравнения Навье – Стокса для поля скорости возмущения

${displaystyle mathbf {u} =left(U(z)+u'(x,z,t),0,w'(x,z,t)ight)}$,

куда ${displaystyle (U(z),0,0)}$ невозмущенный или основной поток. Скорость возмущения имеет волна -подобное решение ${displaystyle mathbf {u} 'propto exp(ialpha (x-ct))}$ (реальная часть понятна). Используя эти знания, и функция потока В представлении для потока получается следующая размерная форма уравнения Орра – Зоммерфельда:

${displaystyle {frac {mu }{ialpha ho }}left({d^{2} over dz^{2}}-alpha ^{2}ight)^{2}varphi =(U-c)left({d^{2} over dz^{2}}-alpha ^{2}ight)varphi -U''varphi }$,

куда ${displaystyle mu }$ динамичный вязкость жидкости, ${displaystyle ho }$ это его плотность, и ${displaystyle varphi }$ - потенциальная функция или функция потока. В случае нулевой вязкости (${displaystyle mu =0}$) уравнение сводится к Уравнение Рэлея. Уравнение может быть записано в безразмерной форме путем измерения скоростей в соответствии с масштабом, заданным некоторой характеристической скоростью ${displaystyle U_{0}}$, и путем измерения длины в зависимости от глубины канала ${displaystyle h}$. Тогда уравнение принимает вид

${displaystyle {1 over ialpha ,Re}left({d^{2} over dz^{2}}-alpha ^{2}ight)^{2}varphi =(U-c)left({d^{2} over dz^{2}}-alpha ^{2}ight)varphi -U''varphi }$,

куда

${displaystyle Re={frac {ho U_{0}h}{mu }}}$

это Число Рейнольдса базового потока. Соответствующие граничные условия: противоскользящий граничные условия наверху и внизу канала ${displaystyle z=z_{1}}$ и ${displaystyle z=z_{2}}$,

${displaystyle alpha varphi ={dvarphi over dz}=0}$ в ${displaystyle z=z_{1}}$ и ${displaystyle z=z_{2},}$ в случае, когда ${displaystyle varphi }$ - потенциальная функция.

Или же:

${displaystyle alpha varphi ={dvarphi over dx}=0}$ в ${displaystyle z=z_{1}}$ и ${displaystyle z=z_{2},}$ в случае, когда ${displaystyle varphi }$ - функция потока.

Параметр собственных значений задачи равен ${displaystyle c}$ а собственный вектор ${displaystyle varphi }$. Если мнимая часть скорости волны ${displaystyle c}$ положительна, то базовый поток нестабилен, и небольшое возмущение, вносимое в систему, усиливается во времени.

Решения

Для всех, кроме самых простых профилей скорости ${displaystyle U}$, численные или асимптотические методы требуются для вычисления решений. Некоторые типичные профили потока обсуждаются ниже. В целом спектр уравнения является дискретным и бесконечным для ограниченного потока, а для неограниченных потоков (таких как пограничный слой поток) спектр содержит как непрерывную, так и дискретную части.^[1]

Спектр оператора Орра – Зоммерфельда для течения Пуазейля при критичности.

Дисперсионные кривые течения Пуазейля для различных чисел Рейнольдса.

Для самолета Поток Пуазейля, было показано, что поток неустойчив (т. е. одно или несколько собственных значений ${displaystyle c}$ имеет положительную мнимую часть) для некоторых ${displaystyle alpha }$ когда ${displaystyle Re>Re_{c}=5772.22}$ и нейтрально устойчивый режим при ${displaystyle Re=Re_{c}}$ имея ${displaystyle alpha _{c}=1.02056}$, ${displaystyle c_{r}=0.264002}$.^[2] Чтобы увидеть свойства устойчивости системы, обычно строят дисперсионную кривую, то есть график скорости роста ${displaystyle { ext{Im}}(alpha {c})}$ как функция волнового числа ${displaystyle alpha }$.

На первом рисунке показан спектр уравнения Орра – Зоммерфельда при указанных выше критических значениях. Это график собственных значений (в виде ${displaystyle lambda =-ialpha {c}}$) в комплексной плоскости. Самое правое собственное значение - самое нестабильное. При критических значениях числа Рейнольдса и волнового числа крайнее правое собственное значение равно нулю. Для более высоких (более низких) значений числа Рейнольдса самое правое собственное значение смещается в положительную (отрицательную) половину комплексной плоскости. Затем более полную картину свойств устойчивости дает график, демонстрирующий функциональную зависимость этого собственного значения; это показано на втором рисунке.

С другой стороны, спектр собственных значений для Поток Куэтта указывает на стабильность при всех числах Рейнольдса.^[3] Однако экспериментально установлено, что течение Куэтта неустойчиво до малых, но конечный, возмущения, для которых линейная теория и уравнение Орра – Зоммерфельда неприменимы. Утверждалось, что ненормальность проблемы собственных значений, связанной с потоком Куэтта (и, действительно, Пуазейля), может объяснить эту наблюдаемую нестабильность.^[4] То есть собственные функции оператора Орра – Зоммерфельда полны, но не ортогональны. Затем энергия возмущения содержит вклады всех собственных функций уравнения Орра – Зоммерфельда. Даже если энергия, связанная с каждым собственным значением, рассматриваемым отдельно, экспоненциально спадает во времени (как предсказывает анализ Орра – Зоммерфельда для течения Куэтта), перекрестные члены, возникающие из-за неортогональности собственных значений, могут кратковременно увеличиваться. Таким образом, полная энергия кратковременно возрастает (прежде чем асимптотически стремится к нулю). Аргумент состоит в том, что, если величина этого кратковременного роста достаточно велика, он дестабилизирует ламинарный поток, однако этот аргумент не получил всеобщего признания.^[5]

Нелинейная теория, объясняющая переход,^[6][7] также был предложен. Хотя эта теория действительно включает линейный переходный рост, основное внимание уделяется трехмерным нелинейным процессам, которые, как считается, лежат в основе перехода к турбулентности в сдвиговых потоках. Теория привела к построению так называемых полных трехмерных стационарных состояний, бегущих волн и периодических по времени решений уравнений Навье-Стокса, которые отражают многие ключевые особенности переходных и когерентных структур, наблюдаемых в пристеночной области турбулентного сдвига. потоки.^{[8][9][10][11][12][13]} Хотя «решение» обычно подразумевает наличие аналитического результата, в механике жидкости принято называть численные результаты «решениями», независимо от того, удовлетворяют ли приближенные решения уравнениям Навье-Стокса математически удовлетворительным образом или нет. . Постулируется, что переход к турбулентности включает динамическое состояние жидкости, переходящее от одного решения к другому. Таким образом, теория основана на фактическом существовании таких решений (многие из которых еще предстоит наблюдать на физической экспериментальной установке). Это ослабление требований к точным решениям обеспечивает большую гибкость, поскольку точные решения чрезвычайно трудно получить (в отличие от численных решений) за счет строгости и (возможно) правильности. Таким образом, хотя и не столь строгий, как предыдущие подходы к переходу, он приобрел огромную популярность.

Недавно было предложено распространение уравнения Орра – Зоммерфельда на течение в пористых средах.^[14]

Математические методы для течений со свободной поверхностью

Для течения Куэтта можно добиться математического прогресса в решении уравнения Орра – Зоммерфельда. В этом разделе демонстрируется этот метод для случая потока со свободной поверхностью, то есть когда верхняя крышка канала заменяется свободной поверхностью. Прежде всего отметим, что необходимо изменить верхние граничные условия, чтобы учесть свободную поверхность. В безразмерной форме эти условия теперь читаются как

${displaystyle varphi ={dvarphi over dz}=0,}$ в ${displaystyle z=0}$,

${displaystyle {frac {d^{2}varphi }{dz^{2}}}+alpha ^{2}varphi =0}$,${displaystyle Omega equiv {frac {d^{3}varphi }{dz^{3}}}+ialpha Releft[left(c-Uleft(z_{2}=1ight)ight){frac {dvarphi }{dz}}+varphi ight]-ialpha Releft({frac {1}{Fr}}+{frac {alpha ^{2}}{We}}ight){frac {varphi }{c-Uleft(z_{2}=1ight)}}=0,}$ в ${displaystyle ,z=1}$.

Первое условие свободной поверхности - это утверждение о непрерывности касательного напряжения, а второе условие связывает нормальное напряжение с поверхностным натяжением. Здесь

${displaystyle Fr={frac {U_{0}^{2}}{gh}},,, We={frac {ho u_{0}^{2}h}{sigma }}}$

являются Froude и Числа Вебера соответственно.

Для потока Куэтта ${displaystyle Uleft(zight)=z}$, четверка линейно независимый решения безразмерного уравнения Орра – Зоммерфельда:^[15]

${displaystyle chi _{1}left(zight)=sinh left(alpha zight),qquad chi _{2}left(zight)=cosh left(alpha zight)}$,

${displaystyle chi _{3}left(zight)={frac {1}{alpha }}int _{infty }^{z}sinh left[alpha left(z-xi ight)ight]Aileft[e^{ipi /6}left(alpha Reight)^{1/3}left(xi -c-{frac {ialpha }{Re}}ight)ight]dxi ,}$

${displaystyle chi _{4}left(zight)={frac {1}{alpha }}int _{infty }^{z}sinh left[alpha left(z-xi ight)ight]Aileft[e^{5ipi /6}left(alpha Reight)^{1/3}left(xi -c-{frac {ialpha }{Re}}ight)ight]dxi ,}$

куда ${displaystyle Aileft(cdot ight)}$ это Функция Эйри первого вида. Замена суперпозиция решение ${displaystyle varphi =sum _{i=1}^{4}c_{i}chi _{i}left(zight)}$ в четыре граничных условия дает четыре уравнения с четырьмя неизвестными константами ${displaystyle c_{i}}$. Чтобы уравнения имели нетривиальное решение, детерминант условие

${displaystyle left|{egin{array}{cccc}chi _{1}left(0ight)&chi _{2}left(0ight)&chi _{3}left(0ight)&chi _{4}left(0ight)chi _{1}'left(0ight)&chi _{2}'left(0ight)&chi _{3}'left(0ight)&chi _{4}'left(0ight)Omega _{1}left(1ight)&Omega _{2}left(1ight)&Omega _{3}left(1ight)&Omega _{4}left(1ight)chi _{1}''left(1ight)+alpha ^{2}chi _{1}left(1ight)&chi _{2}''left(1ight)+alpha ^{2}chi _{2}left(1ight)&chi _{3}''left(1ight)+alpha ^{2}chi _{3}left(1ight)&chi _{4}''left(1ight)+alpha ^{2}chi _{4}left(1ight)end{array}}ight|=0}$

должен быть доволен. Это единственное уравнение в неизвестном c, которая может быть решена численно или асимптотический методы. Можно показать, что для ряда волновых чисел ${displaystyle alpha }$ а при достаточно больших числах Рейнольдса скорость роста ${displaystyle alpha c_{ ext{i}}}$ положительный.

Смотрите также

• События, вызывающие гравитацию кометы и астероида
• Гравитационная волна
• Ли волны
• Разбойная волна

Рекомендации

1. Hooper, A. P .; Гримшоу, Р. (1996). «Двумерный рост возмущений линейно устойчивых вязких сдвиговых течений». Phys. Жидкости. 8 (6): 1424–1432. Bibcode:1996PhFl .... 8.1424H. Дои:10.1063/1.868919.
2. Орзаг, С.А. (1971). «Точное решение уравнения устойчивости Орра – Зоммерфельда». J. Fluid Mech. 50 (4): 689–703. Bibcode:1971JFM .... 50..689O. Дои:10.1017 / S0022112071002842.
3. Дразин, П.Г.; Рид, В. Х. (1981). Гидродинамическая устойчивость. Нью-Йорк: Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-0521227988.
4. Trefethen, N.L .; Trefethen, A.E .; Teddy, S.C .; Дрисколл, Т.А. (1993). «Гидродинамическая устойчивость без собственных значений». Наука. 261 (5121): 578–584. Bibcode:1993Наука ... 261..578Т. Дои:10.1126 / science.261.5121.578. PMID  17758167. S2CID  18221574.
5. Валефф, Фабиан (1995). «Переход в сдвиговых потоках: нелинейная нормальность против ненормальной линейности». Физика жидкостей. 7 (12): 3060–3066. Bibcode:1995PhFl .... 7.3060Вт. Дои:10.1063/1.868682.
6. Валефф, Фабиан (1995). «Гидродинамическая стабильность и турбулентность: за пределами переходных процессов к самоподдерживающемуся процессу». Исследования по прикладной математике. 95 (3): 319–343. Дои:10.1002 / sapm1995953319.
7. Валефф, Фабиан (1997). «О самоподдерживающемся процессе в сдвиговых потоках». Физика жидкостей. 9 (4): 883–900. Bibcode:1997PhFl .... 9..883W. Дои:10.1063/1.869185.
8. Валефф, Фабиан (1998). «Трехмерные когерентные состояния в плоских сдвиговых потоках». Письма с физическими проверками. 81 (19): 4140–4143. Bibcode:1998PhRvL..81.4140W. Дои:10.1103 / PhysRevLett.81.4140.
9. Валефф, Фабиан (2001). «Точные когерентные структуры в русловом потоке». Журнал гидромеханики. 435: 93–102. Дои:10.1017 / S0022112001004189.
10. Валефф, Фабиан (2003). «Гомотопия точных когерентных структур в плоских сдвиговых потоках». Физика жидкостей. 15 (6): 1517–1534. Bibcode:2003PhFl ... 15.1517W. Дои:10.1063/1.1566753.
11. Фейсст, Хольгер; Экхардт, Бруно (2003). «Бегущие волны в трубном потоке». Phys. Rev. Lett. 91 (22): 224502. arXiv:nlin / 0304029. Bibcode:2003ПхРвЛ..91в4502Ф. Дои:10.1103 / PhysRevLett.91.224502. PMID  14683243. S2CID  37014454.
12. Wedin, H .; Керсвелл, Р. Р. (2004). «Точные когерентные состояния в потоке трубы». Журнал гидромеханики. 508: 333–371. Bibcode:2004JFM ... 508..333Вт. CiteSeerX  10.1.1.139.8263. Дои:10.1017 / S0022112004009346.
13. Hof, B .; van Doorne, C.WH .; Westerweel, J .; Nieuwstadt, F. T. M .; Faisst, H .; Eckhardt, B .; Wedin, H .; Kerswell, R. R .; Валефф, Ф. (2004). «Экспериментальное наблюдение нелинейных бегущих волн в турбулентном трубном потоке». Наука. 305 (5690): 1594–1598. Bibcode:2004Научный ... 305.1594H. Дои:10.1126 / science.1100393. PMID  15361619. S2CID  7211017.
14. Авраменко, А. А .; Кузнецов, А. В .; Basok, B.I .; Блинов, Д. Г. (2005). «Исследование устойчивости ламинарного течения в канале с параллельными пластинами, заполненном жидкой насыщенной пористой средой». Физика жидкостей. 17 (9): 094102–094102–6. Bibcode:2005ФФЛ ... 17и4102А. Дои:10.1063/1.2041607.
15. Miesen, R .; Боерсма, Б. Дж. (1995). «Гидродинамическая устойчивость срезанной пленки жидкости». Журнал гидромеханики. 301: 175–202. Bibcode:1995JFM ... 301..175M. Дои:10.1017 / S0022112095003855.

дальнейшее чтение

• Орр, W. M'F. (1907). «Устойчивость или неустойчивость установившихся движений жидкости. Часть I». Труды Королевской ирландской академии. А. 27: 9–68.
• Орр, W. M'F. (1907). «Устойчивость или неустойчивость установившихся движений жидкости. Часть II». Труды Королевской ирландской академии. А. 27: 69–138.
• Зоммерфельд, А. (1908). "Ein Beitrag zur hydrodynamische Erklärung der turbulenten Flüssigkeitsbewegungen". Материалы 4-го Международного конгресса математиков. III. Рим. С. 116–124.