Научная статья на тему 'Уточненное нелинейное эволюционное уравнение для внутренних гравитационных волн в трехслойной симметричной жидкости'

Уточненное нелинейное эволюционное уравнение для внутренних гравитационных волн в трехслойной симметричной жидкости Текст научной статьи по специальности «Физика»

CC BY
79
11
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
Область наук
Ключевые слова
НЕЛИНЕЙНЫЕ ЭВОЛЮЦИОННЫЕ УРАВНЕНИЯ / ВНУТРЕННИЕ ГРАВИТАЦИОННЫЕ ВОЛНЫ / NONLINEAR EVOLUTIONARY EQUATIONS / INTERFACIAL GRAVITY WAVES

Аннотация научной статьи по физике, автор научной работы — Рувинская Е. А., Куркина О. Е., Куркин А. А.

Рассматривается вопрос об уточнении модифицированного уравнения Кортевега-де Вриза с учетом членов высшего порядка малости для случая, когда коэффициент кубической нелинейности может менять знак, на примере внутренних гравитационных волн в трехслойной симметричной модели жидкости (верхний и нижний слои имеют равную толщину, скачки плотности на границах раздела слоев одинаковы).

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Похожие темы научных работ по физике , автор научной работы — Рувинская Е. А., Куркина О. Е., Куркин А. А.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

IMPROVED NONLINEAR EVOLUTIONARY EQUATION FOR INTERFACIAL GRAVITY WAVES IN A SYMMETRIC THREE-LAYER FLUID

In the present study we derive the improved modified Korteweg-de Vries equation of higher-order in small parameters of nonlinearity and dispersion for the specific case when the coefficient of cubic nonlinear term can change its sign. Such a situation is considered for the example of interfacial gravity waves in a symmetric three-layer fluid (when the upper and lower layers have equal widths and small density jumps on the interfaces are equal).

Текст научной работы на тему «Уточненное нелинейное эволюционное уравнение для внутренних гравитационных волн в трехслойной симметричной жидкости»

МЕХАНИКА ЖИДКОСТИ, ГАЗА И ПЛАЗМЫ

УДК 532.5

Е.А. Рувинская 1, О.Е. Куркина1'2, А.А. Куркин1

УТОЧНЕННОЕ НЕЛИНЕЙНОЕ ЭВОЛЮЦИОННОЕ УРАВНЕНИЕ ДЛЯ ВНУТРЕННИХ ГРАВИТАЦИОННЫХ ВОЛН В ТРЕХСЛОЙНОЙ СИММЕТРИЧНОЙ ЖИДКОСТИ

Нижегородский государственный технический университет им. Р.Е. Алексеева1, Государственный университет - Высшая школа экономики (Нижегородский филиал)2

Рассматривается вопрос об уточнении модифицированного уравнения Кортевега-де Вриза с учетом членов высшего порядка малости для случая, когда коэффициент кубической нелинейности может менять знак, на примере внутренних гравитационных волн в трехслойной симметричной модели жидкости (верхний и нижний слои имеют равную толщину, скачки плотности на границах раздела слоев одинаковы).

Ключевые слова: нелинейные эволюционные уравнения, внутренние гравитационные волны.

Динамика внутренних гравитационных волн в океане вызывает особый интерес со стороны исследователей, поскольку и по сей день остается одной из наиболее интересных и в то же время малоисследованных областей механики жидкости и газа. Внутренние волны пронизывают всю толщу вод и играют важнейшую роль во всех динамических процессах Мирового Океана. Так, в шельфовых зонах океана они влияют на изменение рельефа дна путем транспорта наносов или размывов и, в связи с этим могут создавать угрозу для морских сооружений. Амплитуды внутренних волн в океане достигают порой сотен метров, что может быть опасно также для подводных лодок. Перемешивание вод разных температур после прохождения внутренних волн больших амплитуд может оказывать губительное влияние на морскую флору и фауну. Важным аспектом является и то, что внутренние волны могут участвовать в распространении загрязнений на большие расстояния (подобно течениям). Понимание механизмов такого воздействия невозможно без подробных исследований свойств внутренних волн, уточнения их характеристик, особенностей динамики при различных сочетаниях условий в среде.

Таким образом, очевидна важность исследования внутренних волн с точки зрения вопросов обеспечения экологической безопасности: при осуществлении оценочной деятельности в ходе разработки различных гидротехнических и береговых сооружений, переноса осадков и формирования донного и берегового рельефа прибрежной зоны океана, а также распространения загрязнений и примесей в океане.

С тех пор, как на рубеже XIX-XX вв. внутренние волны в океане были открыты экспедицией Нансена на «Фраме» и работой Экмана, объяснившего наблюдения мореплавателей, появилось множество подходов к изучению этого природного явления. В настоящее время продолжают развиваться как численные модели [1-4], так и слабонелинейная теория, позволяющая моделировать динамику внутренних гравитационных волн с помощью эволюционных уравнений, получаемых путем асимптотических разложений полной системы урав-

© Рувинская Е.А., Куркина О.Е., Куркин А.А., 2010.

нений гидродинамики по малым параметрам нелинейности и дисперсии. Последний подход интересен тем, что показывает неплохую согласованность результатов моделирования с результатами натурных и численных экспериментов, при этом не требует столь объемных вычислений, как в случае численного моделирования, и делает прозрачными связи между параметрами волн. Для применения слабонелинейной теории рассматриваются и-слойные «упрощенные» модели, среди которых наиболее хорошо изученной является двухслойная жидкость, для распространения внутренних волн в которой используется уравнение Гарднера [5-8]. Существуют также работы, посвященные исследованию внутренних волн в трехслойной среде (модифицированное уравнение Кортевега - де Вриза (мКдВ)) [9, 10], настоящая работа также развивает это направление. Рассматривается симметричная трехслойная жидкость. Для такой среды в силу симметрии коэффициент квадратичной нелинейности в слабонелинейных эволюционных уравнениях обращается в нуль, а коэффициент следующего по порядку члена кубической нелинейности может менять знак. Учет возможности смены знака коэффициента кубической нелинейности приводит к необходимости рассматривать расширение мКдВ, включающее нелинейные члены следующих порядков, для более точного описания волновых процессов.

Рассмотрим распространение внутренней волны на границах раздела слоев в трехслойной симметричной жидкости, ограниченной ровным плоским дном и абсолютно гладкой, неподвижной поверхностью.

Будем также считать, что относительный скачок плотности Др мал (приближение Буссинеска):

Рз = Р-АР, Р 2 =Р. Р1 =Р + Др, где Рь Р2, Р3 - плотности нижнего, среднего и верхнего слоев соответственно, поэтому в дальнейшем всеми членами О(Др) можно пренебречь. Толщину нижнего и верхнего слоев обозначим к, полную глубину жидкости - Н, нижнюю границу раздела - х,г), верхнюю -С(х, г) (рис. 1).

4

1 р=р?.Ф=Ф3 ь г 1 н -*

р=р,;Ф=Ф,

1 р=р1;Ф=Ф] 1 ь г >

х

Рис. 1. Схема задачи

Стратифицированная жидкость по определению не является потенциальной [11]. Но мы схематизируем задачу, пренебрегая плавными изменениями плотности вне пикноклинов; для этого предположим, что толщина последних стремится к нулю. В этом случае мы имеем дело с тремя слоями разной плотности. Но тогда на границе раздела двух сред (верхнего и среднего слоя, среднего и нижнего слоя) так же, как и на границе вода-воздух, могут распро-

страняться гравитационные волны, обусловленные действием силы тяжести. Вне скачка жидкость однородна, и здесь можно ввести потенциал скорости. Тогда для каждого слоя справедливо уравнение Лапласа:

V2Ф! = 0 , V2 ф = 0, V2Ф = 0,

0 < 2 < И , И < 2 < Н - И, Н - Н < 2 < Н.

ф12 (2 = 0) = 0 , Фз2 (2 = Н) = 0 .

(1) (2) (3)

Граничное условие на поверхности ставится как условие твердой крышки, на дне - условие непротекания.

На границах раздела слоев запишем кинематические и динамические граничные условия, выполняющие роль условий «сшивки» для рассматриваемых функций. На 2 = л(х, ¿) кинематическое граничное условие для нижнего и среднего слоя, а также динамическое граничное условие в силу уравнения Коши- Лагранжа примут вид

л,+фьл, -ф12=а

Л; +Ф2хЛх -Ф22 = а

'2 = Л( -X",,)

Р1| ф1, + 1 ^ф1 )2 + ЯЛ | = Р21 Ф2, +

можно записать верхней границы раздела 2 = С(х, t):

1 ^Ф 2 )2

+ ЯЛ

(4)

2 х 17 ^ 2; 2 Точно также можно записать кинематические и динамическое граничные условия для

С, +Ф 2 - С - -Ф 2 2 = 0, с, +ф з - С - -Ф 3 2 = 0,

Р2 [ф 2, + 1 (VФ 2 )2 + = Рз |ф 3, + 1 ^Фз )2 + gс\

>2 =С(,)

(5)

Для перехода к асимптотической процедуре необходимо определить малые параметры системы, исходя из геометрии задачи и масштаба исследуемых явлений. В настоящей работе рассматриваются длинные волны, т.е. горизонтальный масштаб бассейна значительно превосходит вертикальный, в то же время амплитуды распространяющихся возмущений предполагаются малыми по сравнению с глубиной водоема. Тогда малые параметры нелинейности и дисперсии, исходя из условия задачи, вводятся следующим образом: р = Н/Ь,

8 = АН, р = р2 .

В предположении стандартного масштабирования малых параметров (в ~ д) исходная система уравнений (1) - (5) преобразуется к виду

ф +вф1х = 0, 0 < 2 < И, Ф1г(2 = 0) = 0,

Ф +вФ9 = 0.

22 2 X

Ф +вф = 0,

3 2 з X '

И < 2 < Н - И, Н-И<2< Н.

Ф з 2 (2 = Н) = 0 .

(6)

(7)

(8)

Л, +Вф1хЛх -Ф12 = 0 Л, +вф2хЛх -Ф22 = 0

Р1[ф1, +1 в(ф1х )2 +1 (ф12 )2 + Ял] = Р2 [ Ф 2, +1 в(ф 2 х )2 +1 (ф 2 2 )2 + ЯЛ]

>2 = л( х,,) (9)

с, +вф2хсх -ф2г = 0, с, +вфзхсх -фзг = 0,

р2 [ф 2t +1 в(ф 2 х )2 +1 (ф 2 г )2 + ^1 = рз [ф 3, +1 в(фз х )2 +1 (ф з г )2 +

>г = с( х, t) (10)

Граничные условия заданы на интерфейсах г = п(х, ¿) и г = £(х, ¿), которые являются неизвестными функциями и подлежат определению. В предположении малости амплитуд распространяющихся возмущений граничные условия могут быть сведены к более простому виду путем разложения всех неизвестных функций, в них входящих, в ряды Тейлора по малым отклонениям от невозмущенного уровня:

/ , Ч ~ В1V £1 д

1=0 1! ^ г=Н,Н - Н Следующий этап асимптотической процедуры - разложение неизвестных функций в ряды по малому параметру:

Л = в(п1 +8^2 +в2Лз + Д (11)

С = б(Сх +8С 2 +82 С з + •••) • (12)

Нетрудно показать, что порядок малости потенциалов составляет

, поэтому

Фг =^В(ф!(0 +8ф2(,) +8 2Фз(?) + ••) г = 1,2,з, (13)

Завершающий этап - переход к медленному времени и медленной координате. Обозначим за с фазовую скорость длинных линейных волн (которую еще предстоит определить) и введем медленные переменные (согласно методу многих масштабов [12]):

£ = 81/2(х- , т = 8з/^ . (14)

Тогда производные будут иметь вид

^ = 81/2 А, А = -81/2^.1 + 8з/2 А. (15)

дх д£ дt д£ дг

Подставим ряды (11) - (13) в исходную систему уравнений (6) - (10) и, используя переменные (14), (15), перейдем к итерационной процедуре вывода.

На каждом г-м шаге выписываем уравнения (из (6)-(8)) относительно 1-й поправки (ф^, ф2(1 у Фз(г)) для потенциалов Ф1, Ф2, Ф3 при текущей г-й степени 8 в разложении. Выражаем ф^.у ф2^у ф^^ (интегрируем). В силу того, что уравнения содержат вторые производные от ф , ф , ф (в (6)-(8) входят лапласианы от искомых функций Ф1, Ф2, Ф3),

возникает две константы интегрирования (зависящие от медленного времени и координаты, так как интегрирование ведется по г). «Старшая» константа (при первой степени г) определяется следующим образом:

для ф^ - из условия «непротекания» на этом шаге;

• для ф3,из условия «твердой крышки» на этом шаге;

з(г) г)

• для ф2^ - из системы кинематических граничных условий для Ф2 на этом шаге.

«Младшая» константа интегрирования (при г0) определяется на следующем шаге:

• для ф1(..из кинематического граничного условия для Ф1;

• для ф - из кинематического граничного условия для Ф3;

• для ф - из системы кинематических граничных условий для Ф2.

Из системы динамических граничных условий, в которые в силу конструкции уравнений входят поправки потенциалов с предыдущего шага, находим:

• связь между /-ми поправками к л(х, 0 и £(х, т. е. лг = I(Сг) или наоборот;

• коэффициенты нелинейности, линейной и нелинейной дисперсии эволюционного уравнения для поправки /-1 порядка к л(х, 0 (либо к £(х, ф.

Таким образом, решая рекурсивно систему уравнений (6) - (10) с учетом (11) - (15) по описанному алгоритму, в нулевом порядке по в определим квадрат фазовой скорости линейных волн с2. Очевидно, что в рамках линейной задачи в рассматриваемой трехслойной среде существуют две волновые моды: симметричная (когда обе границы раздела отклоняются параллельно, в одну сторону ^(х, 0 = £(х, 0) и антисимметричная (когда границы раздела отклоняются на одинаковую величину, но в разных направлениях ^(х, ^ = - £(х, ф. В настоящей работе мы рассматриваем лишь первую из этих мод, поэтому выбираем только один из возможных вариантов для фазовой скорости линейных волн:

с2 = Я^Р

Р

(16)

В следующих порядках получим уравнения

ГС ] + Г С1С

+ а

4Л1 у,

Ц

Л1Л11

+ Р

ГС/

ЧЛ1 ущ

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

= 0,

ЧЛ2 У

+ а

Л1Л2

л

Л2

+ а.

V

Л^Лц

+ Р1

Гг.Л

С1

VЛ1У 5Е,

■ У1

СС

С1С1Щ, Л1Л1Щ;

(17)

+

У 2

СЦС1££ - ЛЦЛ1^

= 0,

Однако в конечном итоге необходимо получить уравнение относительно неизвестных функций "л(х^) для нижней и £(х, Г) для верхней границ раздела. Обратившись к рядам (11) и (12), можно записать следующие выражения (на примере "л(х,0) для слагаемых, входящих в уравнения (17), через искомую функцию:

Зп .Зп Зп —1 = в(—+ в—-З, З, З,

Зп .Зп, Зп —- = в(—+ в—-

Зх Зх Зх

2 , .2 ЗЛз

■ + в

Ы

2 +в2 ЗЛз

Зх

+...),

+...),

З п л З п л> З"л2 —Г1 = в(-11 + в-— + в

п

2 З Лз

Зх

Зх'

Зхп

+...)

ЗЛ

Л^т = в (Л1 +вЛ2 +в Лз +вЛ4 +...), -

Зх V Зх

ЗЛ1 , „ ЗЛО 2 ^з , „з ЗЛ4

= в

Л, ^+в[п2 % + Л11 + в2

Зх

Зх

Зх

+ в

Г

Лз

V Зх

Зх ЗЛ1

Зх

Зх

■ +... 1 =

+ Л2 + Л. ^ 1 +.

Зх

Зх

Л2 ЗЛ = вз(л. +вл2 +в 2Лз +взЛ4 +...)2 + <=% + в2 % + вз % + .

Зх V Зх Зх Зх Зх

= в~

=

+ 2 ЗЛ1

(18)

Л12 + 2вл1Л2 +в 2 (л22 + 2Л1Лз)+ 2вз (Л1Л4 +ЛоЛз)+... + вЗЛ2 + в 2 ^ + вз ^ +... 1 =

\ Зх Зх Зх Зх у

ЛГ-^ + в(л12^ + 2Л1Л2^ | + в2[(л22 + 2Л1Лз^ + Л12ЗЛз + 2Л1Л2^ | +...

Зх V Зх Зх У V Зх Зх Зх У

и т.д.

в

2

в

X

Выписывая аналогичные ряды для всех слагаемых всех порядков, входящих в уравнения (17), с такой точностью по 8, чтобы обеспечить корректность уравнения, и складывая все уравнения (17) до нужного порядка включительно, в полученном суммарном уравнении выделим эти комбинации, приводя все слагаемые к виду рядов для п и С, которые даны ранее.

Таким образом, получим обобщенное уравнение Кортевега-де Вриза для верхнего и нижнего интерфейсов (в исходных переменных):

+ c

+ а

' с 3сх Л

,3„

(ссх ]

ЧЛЛ X ,

(с]

с

+ а.

гс 2с

v л Лх у (

+ У 32 + Y 43 + Y 55

сс с

+ ß 2 Л

vЛЛ хЛхх у

(схххсхххх

V Л хххЛхххх У

VлУ

+ У 33

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

л

VЛУ + Y 21

vЛ2Лху

(г\

7 х

(с с 1

хх ххх VЛ хх Л ххх у

+ß1 г

с

VлУ

+ У1

^ сс ] ( с с л

ххх х

+ У 2

+ У 22

5 х

Л

VЛЛххх У

ЛхЛх

+

V 1х 1хх У

с х с хххх VЛX Л хххх У

+ У 23

(сс 5х ]

чЛЛ 5 х у

+ У 3

с3

х

+

vЛ х у

гс2с ^

ххх

VЛ Лххх у (

+ У 5

сс с

ТГЭ ххт>ххх

гс 4с х^

4

vЛ Лх у (\

+ ß;

(с]

чЛу

+ У 41

9 х

хс ххс ххх^

гс 2х с ^

х ^ ххх

Л2 Л х

+ У 56

V 1л \ххх у

^с с2 л

х хх VЛ х Л хх у

vлл хх 1ххх у

+ У 6

+ У 52

Л

Чс 3Л

V лл х у

|л х Л хх ЛххА

+ У 62

( с с ]

( х 6 х ]

V-ЛхЛ6х у (

с 2с с

х хх

Л2ЛхЛ

+ У 53 + У 63

сс с

х хххх

vЛЛ х хххх у

(с3с л

ххх

+ У 42 Л

сс

^хх^ 5х

V 1хх х у + У 54

+ (19)

Гс 2с 5х^

2

Л Л5

+

ху

х хх у

ЛЛ

= о.

ххх у

Коэффициенты уравнения (19) могут быть выписаны в обезразмеренном виде как функции параметра l = h/H:

а = 0,

ß _ (4/ - 3) а1 2 _ 3(26/ - 9) ß1 _ (l6/3 - 45/ + 30)

сН2

12 c i2

У2 3(8/2 -10/ + 3) а

У = 0 , = —^-L _

1 cH

8/3 ' сН4 1440

9(52/2 - 44/ + 9)

а2 H3 =

c

2

8/

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

ß 2 _ с(320 /5 -1008 /4 +1260 /3 - 945 /2 + 630 / - 252) " 120960

cH6

У 22

16 / 5

(256 /4 - 200 /3 -198 /2 + 231/-57)

У 21 =__

cH3 96/

(352/4 - 704/3 + 486/2 -123 H3/ + 6)

, У 23 = 0 ,

cH3 192 /

У31 _ (40/3 + 726 /2 - 819 / + 207) у32 _ (1912 /3 - 678 /2 - 927 / + 342)

c 96/3 ' c 96/3

у33 _ (952/3 -1110 /2 + 369/ - 36) а3д-4_ 9(1324 /3 -1508 /2 + 513/ - 45) c 96/3 ' c 128/7 '

ß3 _ (17152 /7 - 76800 /6 +151200 /5 -171360 /4 +121275 /3 + 56700 /2 + 21420 / - 6120 )

cH8

У 41

29030400

(11264 /6 - 33376 /5 + 37824 /4 -19350 /3 + 4335 /2 - 684/ +180)

У 42 cH5

cH5 34560 /

_ (5504 /6 + 4192 /5 - 40152 /4 + 55030 /3 - 31005 /2 + 7218 / - 444) = 11520 / !

t

х

У43 _ (486416 -14240 15 + 796814 +13578 13 - 21219 12 +108091 -1926 )

сН

5

У 51

+ .

69121

а о 73 '

+ .

сН 2 230413 У52 _ 3(3213 - 6412 + 421 - 9)

сН2 2561 '

У 53 (5686415 + 93936 14 - 330570 13 + 26485 12 - - 763201 + 6804 )

сН 2 11520 13

У 54 _ (4867215 - 9425614 + 64590 13 -18255 12 + 24301 - 216)

сН 2 1152013

У 55 (189280 15 - 646880 14 + 743190 13 - 334395 12 + 330301 + 6804 )

сН 2 1152013

У 56 _ (121120 15 - 275560 14 +152040 13 + 70800 12 - - 91035 1 + 20844 )

сН 2 57601'

у^ (142414 + 33213 - 344412 + 22711 - 405)

-Н = -

-Н = -

6415 '

(10928 14 - -1147613 -19212 + 27871 - 594)

12815

(190414 - 317213 +184812 - 4411 + 36)

6415

Уравнение (19) соответствует случаю, когда эффекты слабой нелинейности и дисперсии оказываются одного порядка малости, т.е., как уже отмечалось, в ~ р. Обращение в ноль коэффициента квадратичной нелинейности нарушает классическую иерархию малых членов асимптотического разложения. В этом случае стандартное масштабирование уравнения Кор-тевега-де Вриза в ~ р требует модификации в2 ~ р для учета дисперсионных и нелинейных эффектов в одном порядке, при этом должна возрастать роль следующих по нелинейности членов в асимптотическом разложении волнового поля. Для того, чтобы выполнить модифицированное масштабирование, перепишем уравнение (19) в переменных Л = вЛ, С = вС, ~ = рх, ~ = рг (знаки «тильда» опускаем):

ГС] ГС] Г СС х ] + рр ГС]

+ с + ва +

чЛу г чЛу х ЧЛЛ х у чЛу ххх

2

+ в а

3

+ в3а

ГС 2С /

чЛ2Лху

Ч3С х 3

V "Л Лху

г

2

+ в р

+ Р2Р1

Л

( (

VлУ

+ вр

5 х

СС х

л

У31

+ р3р2 л3

ГС]

чЛу

У1

V VЛЛ ххх У ( (

+ У 2

СС

х хх

V Лх Лхх У у

+

+ вр

ГС.

vЛх у

СС

хх ххх

Л

У 21

V \Лхх Лххх У

+ У 22

С

С хС vЛ

+ У 23

+ У32

СС С

х хх

Л

VЛЛ хЛхх у

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

+ У 33

С2С

ххх VЛ Лххх у

4

+ в а3

ГС 4С х^

4

vЛ Лх у

Г сс5хV

чЛЛ5 х У у

ГС]

+

+ р4р3

+

VлУ

9 х

+ вр

С с С С

6 х

л

У 41 _

V V 'х Л6 х у

+ У 42

СС

^хх^з 5 х

V Ухх Л5 х У

> ( + У 43

СС

ххх хххх ЛхххЛ

+

V Уххх !хххх У у

(21)

5

4

2

с

с

с

у

V

2 2 + 8 2

( f У 51

V

сс с

V-з ххт>ххх

^ ({с хс ххс ххх^х^

|Лх Лхх Лххх^_

VЛЛ ххЛ ххх у

+ У 52

(

+ У 53

сс х с хххх

Л

+ У 56

ff Г2 ^ с х с хх

2

VЛX л хх у у

3

+ 83Д

( (гг3 Л У сс х

у 61 V V

3

ЛЛ 3 у

+ У62

с2с с

х хх

Л2ЛхЛ

VЛЛ х Лхххх у + У 63

+ У 54

^ 2с 5 х^

с3с

ххх

х хх у

vЛ2Л5ху

У\

= 0.

+ У55

^с2 с л

хЪххх VЛхЛххх у

+

V

ЛЛ

ххх у у

Применяя в (21) соотношение между малыми параметрами 82 = ц, получим гораздо более простое уравнение:

'О . __ ГС2СхV /О

Vлу

+ а.

Л л

х у

+

+ 8

гс 3с

а 2

V V

3

Л Лх у

VлУ

г

+ У 2

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

сс

х хх

л]

V Л х л хх у у

+

(22)

( (г4г \

+8

а

V V

с4сх

4

Л4Л

+ У 31

ху

3

сх

vЛ3 у

(

+ У 32

сс с

хх

Л

+ У 33

(с 2с ] (О ]

с с ххх ß ^

ЛЛ

ххх у

vлу

+ о(83 )= 0,

5 х у

vЛЛхЛхх у

где коэффициенты также определяются формулами (20).

Уравнение (22) выведено здесь для уточнения описания волновой динамики в тех случаях, когда коэффициент квадратичной нелинейности обращается в ноль, а коэффициент кубической нелинейности имеет значения, близкие к нулю, т.е. при соотношении толщин слоев, близком к h/H = 9/26. Проанализируем поведение коэффициентов уравнения (22). Графики зависимостей безразмерных величин коэффициентов от толщины верхнего и нижнего слоев в симметричной жидкости показаны на рис. 2. Как видно из рис. 2, коэффициент а2 слагаемого нелинейности четвертой степени также может менять знак в окрестности указанной точки, и только коэффициент нелинейности пятой степени а3 всюду отрицателен. Коэффициенты дисперсии ß, ß1 и нелинейной дисперсии у2 всюду положительны на области определения, а коэффициенты слагаемых нелинейной дисперсии у31, у32, у33 имеют по одной точке смены знака, не совпадающей с h/H = 9/26.

t

Рис. 2. Поведение коэффициентов расширенного уравнения Кортевега-де Вриза в зависимости от соотношения толщин слоев

Для более детального анализа разложим выражения для коэффициентов уравнения (21) в ряд Тейлора в окрестности точки И = 9/26 Н (А = I - 9/26):

Р

сН2 1352 52

63 +_! а+о(а2),

а Н3 5940688

—— = 594068^А + 0(А2 ), ^ = 7-Ша + оИ,

с 6561 у ' сН 13 18 к '

а зН

4

47411260 1208410197 8

59049

-+--а+О(А2 ),

531441

Уз, = 1483 - 298285 а + О(А ), м = 2341 - 641017 а + о(а ),

с 486 2916 у ' с 486 2916 у '

У 33 с

109 30589

243 2916

а+о(а2 ),

Р1 _ 66291 1099

- + -

сН4 18279040 1054560

а+о(а2 ).

Тогда расширенное модифицированное уравнение Кортевега-де Вриза (22) в окрестности точки И = 9/26 Н принимает вид

гс]

+-

63Н 2с

1352

с

+ 8-

7 Нс

(

+

2341

486

сс с

ЛЛ х л

х Ухх у

109 243

13

2

сс

хх

Л

с

с 2с

л2л

V Лх Лхх У

Л

+8

47411260с

59049Н4

^с4схл

4

Л Л х у

1483

+-с

486

+

66291Н4с

4„(Г\ Л

ххх у

18279040

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

+ 0(83 )= 0.

5х у

3

сх

,Л3

х 3

V х у

+

(23)

Уравнение (23) уточняет характер волновой динамики вблизи точки нулевой кубической нелинейности за счет нелинейных дисперсий следующих порядков и нелинейности пятого порядка.

Выводы

Предлагается нелинейно-дисперсионная теория внутренних гравитационных волн малой, но конечной амплитуды, распространяющихся на границах раздела слоев в трехслойной симметричной жидкости. В основе теории лежит асимптотическая процедура разложения гидродинамических полей в уравнениях идеальной слоистой вертикально -однородной несжимаемой жидкости в ряды по малым параметрам нелинейности и дисперсии. В результате временная эволюция волнового поля и трансформация его вдоль координаты распространения описываются нелинейным эволюционным уравнением второго порядка точности относительно малых параметров. В первом порядке по нелинейности и дисперсии полученное уравнение совпадает с широко известным модифицированным уравнением Кортевега-де Вриза. Полученное уравнение позволяет более точно описывать внутренние волновые поля и должно рассматриваться для симметричных сред, параметры которых обеспечивают близкие к нулю значения коэффициента кубической нелинейности.

Представленные результаты получены в рамках реализации мероприятия «Проведение научных исследований научными группами под руководством докторов наук» ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009-2013 годы, а также при поддержке грантов Президента РФ для молодых российских ученых - кандидатов наук (МК-846.2009.1) и докторов наук (МД-99.2010.5), и РФФИ 10-05-00199а.

с

Библиографический список

1. Канарская, Ю. В. Негидростатическая модель стратифицированных течений со свободной поверхностью: дисс. ... канд. физ.-мат. наук, 01.02.05 / Канарская Ю.В. // Киев, 2004. 126 с.

2. Ландау, Л.Д. Гидродинамика / Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. - М.: Наука, 1986. - 733 с.

3. Пелиновский, Е.Н. Нелинейные эволюционные уравнения / Е.Н. Пелиновский, В.Е. Фридман, Ю.К. Энгельбрехт. - Таллин, Валгус, 1984. - 154 с.

4. Талипова, T.r. Влияние кубической нелинейности на трансформацию интенсивных внутренних волн / T.r. Талипова [и др.] // Доклады Российской Академии наук. 1999. 364. № 6. С. 824-827.

5. Clarke, S. On the generation of solitons and breathers in the modified Korteweg - de Vries equation / S. Clarke [at al.] // Chaos. 2000. 10. No. 2. Р. 383-392.

6. Grue, J. A method for computing unsteady fully nonlinear interfacial waves / Grue J., Friis, A., Palm, E. and Rusas, P.-O. // J. Fluid Mech. 1997. V. 351. Р. 223.

7. Kakutani, T. Solitary waves on a two-layer fluid / T. Kakutani, N. and Yamasaki // J. Phys. Soc. Japan. 1978. V. 45. Р. 674-679.

8. Koop, C.G. An investigation of internal solitary waves in two-fluid system / C.G. Koop, and Butler, G. // J. Fluid Mech. 1981. V. 112. P. 225-251.

9. Lamb, K. Numerical experiments of internal wave generation by strong tidal flow across a finite amplitude bank edge // J. Geoph. Res. 1994. V. 99. C1. P. 843-864.

10. Miles, J.W. On internal solitary waves // Tellus, 1979. V. 31. P. 456-462.

11. Miles, J.W. On internal solitary waves // Tellus, 1981. V. 33. P. 397-401.

12. Vlasenko, V. Nonlinear internal waves forced by tides near the critical latitude. / V. Vlasenko [at al.] // Deep-Sea Research I. 2003. V. 50. P. 317-338.

Дата поступления в редакцию 15.10.2010

E.A. Rouvinskaya, O.E. Kurkina, A.A. Kurkin

IMPROVED NONLINEAR EVOLUTIONARY EQUATION FOR INTERFACIAL GRAVITY WAVES IN A SYMMETRIC THREE-LAYER FLUID

In the present study we derive the improved modified Korteweg-de Vries equation of higher-order in small parameters of nonlinearity and dispersion for the specific case when the coefficient of cubic nonlinear term can change its sign. Such a situation is considered for the example of interfacial gravity waves in a symmetric three-layer fluid (when the upper and lower layers have equal widths and small density jumps on the interfaces are equal).

Key words: nonlinear evolutionary equations, interfacial gravity waves.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.