Дрифт Стокса - Википедия - Stokes drift

Простор плавник вдоль северного морской берег из Штата Вашингтон. Дрейф Стокса - кроме, например, Экман дрифт и геострофические течения - один из важных процессов при транспортировке морской мусор.^[1]

Стокса дрейфуют в глубоководных волнах, с длина волны примерно вдвое большей глубины воды. Нажмите здесь за анимацию (4,15 МБ).
Описание (также анимации):
Красные кружки - текущие положения безмассовых частиц, движущихся с скорость потока. Голубая линия показывает дорожка этих частиц, а голубой кружок обводит положение частицы после каждого период волны. Белые точки - это жидкие частицы, за которыми также следует во времени. В показанном здесь случае иметь в виду Эйлерова горизонтальная скорость под волной впадина равно нулю.
Обратите внимание, что период волны, испытываемые жидкой частицей вблизи свободная поверхность, отличается от период волны в фиксированном горизонтальном положении (обозначено голубыми кружками). Это связано с Доплеровский сдвиг.

Стокса дрейфуют на мелководье волны на воде, с длина волны намного длиннее, чем глубина воды. Нажмите здесь за анимацию (1,29 МБ).
Описание (также анимации):
Красные кружки - текущие положения безмассовых частиц, движущихся с скорость потока. Голубая линия показывает дорожка этих частиц, а голубой кружок обводит положение частицы после каждого период волны. Белые точки - это жидкие частицы, за которыми также следует во времени. В показанном здесь случае иметь в виду Эйлерова горизонтальная скорость под волной впадина равно нулю.
Обратите внимание, что период волны, испытываемые жидкой частицей вблизи свободная поверхность, отличается от период волны в фиксированном горизонтальном положении (обозначено голубыми кружками). Это связано с Доплеровский сдвиг.

Для чистого волна движение в динамика жидкостей, то Скорость стоксова дрейфа это средний скорость при следовании конкретному жидкость посылка, как она путешествует с поток жидкости. Например, частица, плавающая в свободная поверхность из волны на воде, испытывает чистую скорость стоксова дрейфа в направлении распространение волн.

В более общем смысле, скорость дрейфа Стокса - это разница между средний Лагранжиан скорость потока жидкой посылки, а средний Эйлеров скорость потока из жидкость в фиксированном положении. Этот нелинейный явление названо в честь Джордж Габриэль Стоукс, который вывел выражения для этого дрейфа в его исследование 1847 года из волны на воде.

В Стоксов дрейф разница в конечных положениях по прошествии определенного времени (обычно один период волны ), как получено из описания в Лагранжевы и эйлеровы координаты. Конечное положение в Лагранжево описание получается путем отслеживания определенного участка жидкости в течение временного интервала. Соответствующее конечное положение в Эйлерово описание получается интегрированием скорость потока в фиксированном положении - равном исходному положению в лагранжевом описании - в течение того же временного интервала.

Скорость стоксова дрейфа равна стоксовому дрейфу, разделенному на рассматриваемый временной интервал. Часто стоксово дрейфовую скорость называют стоксовым дрейфом. Стоксов дрейф может иметь место во всех случаях колебательного течения, которые неоднородный в космосе. Например, в волны на воде, приливы и атмосферные волны.

в Лагранжево описание частицы жидкости могут дрейфовать далеко от своих исходных положений. В результате однозначное определение средний Лагранжева скорость и скорость стоксова дрейфа, которые можно отнести к определенному фиксированному положению, отнюдь не тривиальная задача. Однако такое недвусмысленное описание дает Обобщенное лагранжевое среднее (GLM) теория Эндрюс и Макинтайр в 1978 году.^[2]

Дрейф Стокса важен для массообмен всех видов материалов и организмов колебательными потоками. Кроме того, стоксов дрейф важен для генерации Тиражи Ленгмюра.^[3]За нелинейный и периодический волн на воде, точные результаты по дрейфу Стокса были рассчитаны и сведены в таблицу.^[4]

Математическое описание

В Лагранжево движение жидкой посылки с вектор положения х = ξ(α, т) в эйлеровых координатах определяется выражением:^[5]

${ displaystyle { dot { boldsymbol { xi}}} , = , { frac { partial { boldsymbol { xi}}} { partial t}} , = , { boldsymbol { u}} ({ boldsymbol { xi}}, t),}$

куда ∂ξ / ∂t это частная производная из ξ(α, т) относительно т, и

ξ(α, т) лагранжиан вектор положения жидкой посылки,

ты(Икс, т) эйлеров скорость,

Икс это вектор положения в Система координат Эйлера,

α это вектор положения в Лагранжева система координат,

т это время.

Часто лагранжевые координаты α выбраны совпадающими с эйлеровыми координатами Икс в начальный момент т = т₀ :^[5]

${ displaystyle { boldsymbol { xi}} ({ boldsymbol { alpha}}, t_ {0}) , = , { boldsymbol { alpha}}.}$

Но и другие способы маркировка возможны жидкие посылки.

Если средний значение величины обозначается чертой сверху, тогда вектор средней эйлеровой скорости ū_E и вектор средней лагранжевой скорости ū_L находятся:

${ displaystyle { begin {align} { overline { boldsymbol {u}}} _ {E} , & = , { overline {{ boldsymbol {u}} ({ boldsymbol {x}}, t)}}, { overline { boldsymbol {u}}} _ {L} , & = , { overline {{ dot { boldsymbol { xi}}}} ({ boldsymbol { alpha}}, t)}} , = , { overline { left ({ frac { partial { boldsymbol { xi}} ({ boldsymbol { alpha}}, t)} { partial t}} right)}} , = , { overline {{ boldsymbol {u}} ({ boldsymbol { xi}} ({ boldsymbol { alpha}}, t), t)}} . end {выравнивается}}}$

Различные определения средний может использоваться в зависимости от предмета исследования, см. эргодическая теория:

• время средний,
• Космос средний,
• средний по ансамблю и
• фаза средний.

Скорость стоксова дрейфа ū_S определяется как разница между средней эйлеровой скоростью и средней лагранжевой скоростью: ^[6]

${ displaystyle { overline { boldsymbol {u}}} _ {S} , = , { overline { boldsymbol {u}}} _ {L} , - , { overline { boldsymbol { u}}} _ {E}.}$

Во многих ситуациях отображение средних величин из некоторой позиции Эйлера Икс в соответствующую лагранжеву позицию α образует проблему. Поскольку жидкая посылка с этикеткой α проходит по дорожка множества различных позиций Эйлера Икс, невозможно назначить α уникальному Икс.Математически прочную основу для однозначного отображения между средними лагранжевыми и эйлеровыми величинами дает теория Обобщенное лагранжевое среднее (GLM) автор: Эндрюс и Макинтайр (1978).

Пример: одномерный сжимаемый поток

Для эйлеровой скорости как монохроматической волны любой природы в сплошной среде: ${ displaystyle u = { hat {u}} sin left (kx- omega t right),}$ легко получить по теория возмущений - с ${ Displaystyle к { шляпа {и}} / omega}$ как малый параметр - для положения частицы ${ displaystyle x = xi ( xi _ {0}, t):}$

${ Displaystyle { точка { xi}} = , {u} ({ xi}, t) = { hat {u}} sin , left (k xi - omega t right) ,}$

${ displaystyle xi ( xi _ {0}, t) приблизительно xi _ {0} + { frac { hat {u}} { omega}} cos (k xi _ {0} - omega t) - { frac {1} {4}} { frac {k { hat {u}} ^ {2}} { omega ^ {2}}} sin 2 (k xi _ { 0} - omega t) + { frac {1} {2}} { frac {k { hat {u}} ^ {2}} { omega}} t.}$

Здесь последнее слагаемое описывает скорость стоксова дрейфа ${ displaystyle { tfrac {1} {2}} k { hat {u}} ^ {2} / omega.}$^[7]

Пример: глубокие волны на воде

Дрейф Стокса под периодическими волнами на глубокой воде, для период Т = 5 с и средняя глубина воды 25 м. Оставили: мгновенно по горизонтали скорости потока. Правильно: средний скорости потока. Черная сплошная линия: средняя эйлерова скорость; красная пунктирная линия: средняя лагранжева скорость, полученная из Обобщенное лагранжевое среднее (GLM).

Стоксов дрейф сформулирован для волны на воде к Джордж Габриэль Стоукс в 1847 г. Для простоты случай бесконечный - считается глубокая вода, при линейный распространение волн из синусоидальный волна на свободная поверхность слоя жидкости:^[8]

${ Displaystyle эта , = , а , соз , влево (кх- омега т вправо),}$

куда

η это высота из свободная поверхность в z-направление (метры),

а это волна амплитуда (метры),

k это волновое число: к = 2π / λ (радианы за метр),

ω это угловая частота: ω = 2π / T (радианы на второй ),

Икс горизонтальный координировать и направление распространения волны (метры),

z это вертикаль координировать, с положительным z направление, указывающее из слоя жидкости (метры),

λ это длина волны (метры) и

Т это период волны (секунды ).

Как показано ниже, горизонтальная составляющая ū_S(z) скорости стоксова дрейфа для глубоководных волн составляет примерно:^[9]

${ displaystyle { overline {u}} _ {S} , приблизительно , omega , k , a ^ {2} , { text {e}} ^ {2kz} , = , { frac {4 pi ^ {2} , a ^ {2}} { lambda , T}} , { text {e}} ^ {4 pi , z / lambda}.}.$

Как видно, скорость стоксова дрейфа ū_S это нелинейный количество с точки зрения волны амплитуда а. Далее, скорость стоксова дрейфа экспоненциально спадает с глубиной: на глубине четверти длины волны г = -¼ λ, это около 4% от его значения в среднем свободная поверхность, г = 0.

Вывод

Предполагается, что волны имеют бесконечно малый амплитуда и свободная поверхность колеблется вокруг иметь в виду уровень г = 0. Волны распространяются под действием силы тяжести, причем постоянный ускорение вектор к сила тяжести (указывая вниз в отрицательном z-направление). Далее предполагается, что жидкость невязкий^[10] и несжимаемый, с постоянный плотность вещества. Жидкость поток является безвихревый. Считается, что на бесконечной глубине жидкость находится на отдых.

Теперь поток может быть представлен потенциал скорости φ, удовлетворяя Уравнение лапласа и^[8]

${ displaystyle varphi , = , { frac { omega} {k}} , a ; { text {e}} ^ {kz} , sin , left (kx- omega t right).}$

Чтобы иметь нетривиальный решения для этого собственное значение проблема, длина волны и период волны не могут быть выбраны произвольно, но должны удовлетворять глубоководным разброс связь:^[11]

${ Displaystyle omega ^ {2} , = , g , k.}$

с грамм то ускорение к сила тяжести в (РС²). В рамках линейный теория, горизонтальная и вертикальная составляющие, ξ_Икс и ξ_z соответственно лагранжевой позиции ξ находятся:^[9]

${ displaystyle { begin {align} xi _ {x} , & = , x , + , int , { frac { partial varphi} { partial x}} ; { текст {d}} t , = , x , - , a , { text {e}} ^ {kz} , sin , left (kx- omega t right), xi _ {z} , & = , z , + , int , { frac { partial varphi} { partial z}} ; { text {d}} t , = , z , + , a , { text {e}} ^ {kz} , cos , left (kx- omega t right). end {выравнивается}}}$

Горизонтальная составляющая ū_S скорости стоксова дрейфа оценивается с помощью Расширение Тейлора вокруг Икс эйлеровой компоненты горизонтальной скорости ты_Икс = ∂ξ_Икс / ∂t на позиции ξ :^[5]

${ displaystyle { begin {align} { overline {u}} _ {S} , & = , { overline {u_ {x} ({ boldsymbol { xi}}, t)}} , - , { overline {u_ {x} ({ boldsymbol {x}}, t)}} , & = , { overline { left [u_ {x} ({ boldsymbol {x} }, t) , + , left ( xi _ {x} -x right) , { frac { partial u_ {x} ({ boldsymbol {x}}, t)} { partial x}} , + , left ( xi _ {z} -z right) , { frac { partial u_ {x} ({ boldsymbol {x}}, t)} { partial z }} , + , cdots right]}} - , { overline {u_ {x} ({ boldsymbol {x}}, t)}} & приблизительно , { overline { left ( xi _ {x} -x right) , { frac { partial ^ {2} xi _ {x}} { partial x , partial t}}}} , + , { overline { left ( xi _ {z} -z right) , { frac { partial ^ {2} xi _ {x}} { partial z , partial t}}}} & = , { overline {{ bigg [} -a , { text {e}} ^ {kz} , sin , left (kx- omega t right) { bigg ]} , { bigg [} - omega , k , a , { text {e}} ^ {kz} , sin , left (kx- omega t right) { bigg]}}} , & + , { overline {{ bigg [} a , { text {e}} ^ {kz} , cos , left (kx- omega t right) { bigg]} , { bigg [} omega , k , a , { text {e}} ^ {kz} , cos , left (kx- omega t right) { bigg]}}} , & = , { ov erline { omega , k , a ^ {2} , { text {e}} ^ {2kz} , { bigg [} sin ^ {2} , left (kx- omega t right) + cos ^ {2} , left (kx- omega t right) { bigg]}}} & = , omega , k , a ^ {2} , { text {e}} ^ {2kz}. end {align}}}$

Смотрите также

• Сила Кориолиса-Стокса
• Дарвин дрейф
• Лагранжевы и эйлеровы координаты
• Существенная производная

Рекомендации

Исторический

• ДОБАВИТЬ. Крейк (2005). «Джордж Габриэль Стоукс по теории водных волн». Ежегодный обзор гидромеханики. 37 (1): 23–42. Bibcode:2005АнРФМ..37 ... 23С. Дои:10.1146 / annurev.fluid.37.061903.175836.
• Г.Г. Стокса (1847 г.). «К теории колебательных волн». Труды Кембриджского философского общества. 8: 441–455.
  Печатается на: Г.Г. Стокса (1880). Математические и физические документы, том I. Издательство Кембриджского университета. С. 197–229.

Другой

• D.G. Эндрюс и М.Э. Макинтайр (1978). «Точная теория нелинейных волн на лагранжевом среднем течении». Журнал гидромеханики. 89 (4): 609–646. Bibcode:1978JFM .... 89..609A. Дои:10.1017 / S0022112078002773.
• ДОБАВИТЬ. Крейк (1985). Волновые взаимодействия и потоки жидкости. Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-0-521-36829-2.
• РС. Лонге-Хиггинс (1953). «Массовый транспорт в водных волнах». Философские труды Королевского общества A. 245 (903): 535–581. Bibcode:1953РСПТА.245..535Л. Дои:10.1098 / рста.1953.0006.
• Филлипс, О. (1977). Динамика верхнего слоя океана (2-е изд.). Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-0-521-29801-8.
• Г. Фалькович (2011). Механика жидкости (краткий курс для физиков). Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-1-107-00575-4.
• Кубота, М. (1994). «Механизм накопления плавающего морского мусора к северу от Гавайев». Журнал физической океанографии. 24 (5): 1059–1064. Bibcode:1994JPO .... 24.1059K. Дои:10.1175 / 1520-0485 (1994) 024 <1059: AMFTAO> 2.0.CO; 2.

Примечания