Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
После обсуждения этих различных точек зрения вернемся к математической задаче построения разрывного решения, удовлетворяющего па разрывах соотношению и представимого в области непрерывности в виде Любая многозначная часть волнового профиля (2.39) должна быть заменена некоторым подходящим разрывом, как показано на Рпс. 2.8. Построение областей равної ілощади для определения положения разрыва в опрокидывающейся волне. рис. $2.8^{1}$ ). Правильное положение разрыва можно определить с помощью следующего простого соображения. Как многозначная, так и разрывная кривые удовлетворяют закону сохранения. Следовательно, значения интеграла $\int \rho d x$ для них должны совпадать, и поэтому разрыв должен отсекать области с равными площадями, заштрихованные на рис. 2.8. Хотя это определение является совершенно общим, оно неудобно для аналитических построений. Общий случай слишком сложен, и стоит разобрать сначала частный пример. Для этого вернемся к случаю квадратичной функции $Q(\rho)$. Рассматриваемый случай включает в себя слабые возмущения равновесного состояния с $\rho=\rho_{0}$, поскольку тогда $Q(\rho)$ можно аппроксимировать выражением и поәтому обладает значительной общностью. тогда так что скорость ударной волны (2.38) равняется где $c_{1}=c\left(\rho_{1}\right), c_{2}=c\left(\rho_{2}\right)$. и разрывы следует строить таким образом, чтобы где $\xi_{1}$ и $\xi_{2}$ — значения $\xi$ на сторонах разрыва. Поскольку $\rho$ и $c$ связаны линейным соотношением, из сохранения $\rho$ следует сохранение $c$, т. е. на решениях $\int c d x$ сохраняется. Следовательно, для этого частного случая построение для ( $\rho, x$ )-кривой, приведенное на рис. 2.8 , применимо равным образом и к ( $c, x$ )-кривой. Для дальнейших ссылок стоит отметить, что это решение, записанное через $c$, удовлетворяет уравнению а соответствующие слабые решения удовлетворяют закону сохранения так что условие на разрыве имеет вид Уравнение (2.42) справедливо для случая произвольной зависимости $Q(\rho)$, поскольку оно получается умножением на $c^{\prime}(\rho)$ уравнения $\rho_{t}+c(\rho) \rho_{x}=0$; результат (2.44) всегда является одним Рис. 2.9. Построение ообластей равной площади: $a$ — для исходного профиля, $b$ — для трансформированного опрокидывающегося профиля. из возможных стабых рещений, но этот выбор правилен лишь тогда, когда $Q(\rho)$ — квадратичная функция или аппроксимируе тся квадратичной функцией, поскольку только в этом случае интегральный аналог равенства (2.43) сохраняется при переходе через разрыв. Построение разрыва можно теперь вести параллельно с построением непрерывного рещения (2.40). Поскольку теперь мы работаем с $c$, не нужно делать усложняющего дело различия между случаями $c^{\prime}(\rho)>0$ и $c^{\prime}(\rho)<0$. Согласно (2.40), решение в момент времени $t$ получается из исходного профиля $c=F(\xi)$ на рис. 2.9. Разрыв вырезает часть, соответствующую отрезку $\xi_{2} \geqslant \xi \geqslant \xi_{1}$. Если линию разрыва на рис. $2.9, b$ также отобразить обратно на рис. 2.9 , a, то она перейдет в отрезок хорды, соединяющий точки кривой $F(\xi)$ с $\xi=\xi_{1}$ и $\xi=\xi_{2}$. Далее, поскольку площади при таком отображении сохраняются, свойство равных площадей остается справедливым и для рис. $2.9, a$; площади областей, ограниченных кривой $F$ и отрезками хорды, равны между собой. Таким образом, разрыв можно полностью найти по заданной кривой $F(\xi)$, построив все хорды со свойством равных площадей. Точки $\xi=\xi_{1}, \xi=\xi_{2}$, лежащие на концах такой хорды, отвечают характеристикам, пересекающимся в точке разры- ва. Соответствующая $(x, t)$-плоскость изображена на рис. 2.10. Аналитически свойство равных площадей можно выразить следующим образом: поскольку левая часть равна площади, ограниченной сверху хордой, а правая — площади, ограниченной сверху кривой $F$. Если разрыв в момент времени $t$ находится в точке $x=s(t)$, то имеем также что следует из второго из равенств (2.40). Три уравнения (2.45) (2.47) определяют три функции $s(t), \xi_{1}(t)$ и $\xi_{2}(t)$. Функция $s(t)$ Рис. 2.10. ( $x, t$ )-диаграмма, соответствующая построению разрыва на рис. 2.9. находится с помощью функций $\xi_{1}(t)$ и $\xi_{2}(t)$, которые определяют характеристики, пересекающиеся в точке разрыва в момент времени $t$. Значения $c$ на двух сторонах разрыва равны $c_{1}=F\left(\xi_{1}\right)$ и $c_{2}=F\left(\xi_{2}\right)$; значения $\rho$ находятся по значениям $c$. Поскольку равенства (2.45) — (2.47), определяющие положение разрыва, получены геометрически, интересно проверить непосредственно, что они действительно удовлетворяют условию (2.41) на разрыве. Эту проверку можно провести как независимый вывод равенства (2.45). Нам надо найти три функции $s(t), \xi_{1}(t)$ и $\xi_{2}(t)$, удовлетворяющие равенствам $(2.46),(2.47)$ и условию (точка означает дифференцирование по $t$ ). Из (2.46) и (2.47) имеем и Взяв для сохранения симметрии среднее арифметическое двух последних выражений для $\dot{s}$, подставив для $t$ выражение (2.49) и затем подставив результат в (2.48), получим Проинтегрировав это выражение, получим равенство (2.45); постоянную интегрирования можно опустить, поскольку начальная точка разрыва $\xi_{1}=\xi_{2}$ должна быть решением. Выражение (2.49) для $t$ можно использовать для исследования развития разрыва. Поскольку $t>0$, все интересующие нас хорды на рис. 2.9 , а должны иметь отрицательный наклон. Так как, согласно выбору обозначений, $\xi_{1}>\xi_{2}$, имеем $F\left(\xi_{2}\right)>F\left(\xi_{1}\right)$, т. е. $c_{2}>c_{1}$, как и следует из условия опрокидывания. Самое раннее время возникновения разрыва соответствует самой крутой хорде. Этому отвечает предельный случай, когда хорда является касательной в точке перегиба, скажем $\xi=\xi_{B}$. В этом случае $F\left(\xi_{1}\right)=F\left(\xi_{2}\right)$, так что разрыв начинается с нулевого скачка и в момент времени Этот результат полностью совпадает с выведенным ранее условием (2.8) для точки первого опрокидывания. Для кривой $F$ показанного на рис. $2.9, a$ вида при $t \rightarrow \infty$ хорды стремятся к горизонталям, при этом $F\left(\xi_{2}\right)-F\left(\xi_{1}\right) \rightarrow 0$, откуда $c_{2}-c_{1} \rightarrow 0$, тав что при $t \rightarrow \infty$ разрыв стремится к нулю. С ростом времени $\xi_{1}$ возрастает и в какой-то момент превосходит Следовательно, На этой стадии положение разрыва и значение $c$ сразу за разрывом даются равенствами где $\xi_{2}(t)$ удовлетворяет соотношению Если $t \rightarrow \infty$, то $\xi_{2} \rightarrow 0$ и $F\left(\xi_{2}\right) \rightarrow c_{0}$; при этом уравнение для $\xi_{2}(t)$ принимает предельный вид где Линия разрыва асимптотически приближается к параболе, а величина разрыва, равная $\left(c-c_{0}\right) / c_{0}$, стремится к нулю как $t^{-1 / 2}$. Решение за разрывом дается равенствами (2.40), где $0<\xi<$ $<\xi_{2}$. Так как $\xi_{2} \rightarrow 0$ при $t \rightarrow \infty$, все интересующие нас зна- чения $\xi$ также стремятся к нулю и асимптотическое выражение имеет вид Это асимптотическое решение и соответствующая ( $x, t$ )-диаграмма приведены на рис. 2.11. Отметим, что все детали начального префиля утеряны, в асимптотическом решении фигурирует только величина $A=\int_{0}^{L}\left\{F(\xi)-c_{0}\right\} d \xi$. Рис. 2.12. Построение разрывов для $N$-волны. a ero величина — так: где $A$ — площадь области, расположенной ниже кривой $F$ и выше прямой $c=c_{0}$. Задний разрыв определяется соотношениями где $B$ — плоцадь области, расположенной выше кривой $F$ и ниже прямой $c=c_{0}$. Между разрывами решение асимштотически снова представляется так: Асимптотическая форма $N$-волны и соответствующая $(x, t)$-диаграмма приведены на рис. 2.13. Очертания этого профиля напоминают букву $N$; әтим и обусловлено название $N$-волны. В этом случае уравнения (2.45) — (2.47) для разрыва значительно упрощаются при всех $t$. Рассмотрим один период $0<\xi<\lambda$, как это сделано на рис. 2.14. Соотношение (2.45) принимает вид и единственное подходящее решение — это тривиальное решение Вычитая и складывая равенства (2.46) и (2.47), получаем соответственно. Изменение ${ }_{-} c$ на разрыве равно Положим тогда Разрыв имеет постоянную скорость $c_{0}$, и этот результат можно было бы получить заранее из симметрии задачи. Разрыв начинается с нулевой величины, соответствующей $\theta=0$, в момент $t=\lambda /(2 \pi a)$. Он достигает максимального значения $2 a / c_{0}$ при $\theta=\pi / 2, t=$ $=\lambda /(4 a)$ и, наконец, затухает при $\theta \rightarrow \pi, t \rightarrow \infty$, Интересно, что эта асимптотическая формула не содержит амплитуду $a$ в явном виде. Однако она применима лишь при условии $t \gg \lambda / a$. Для любой периодической функции $F(\xi)$, синусоидальной или нет, $\xi_{1}-\xi_{2} \rightarrow \lambda$ при $t \rightarrow \infty$; отсюда, в силу (2.49), Между двумя соседними разрывами решение для $c$ является линейной по $x$ функцией с наклоном $1 / t$, как и раньше, и асимптотический профиль имеет пилообразную форму; см. рис. 2.15. Все характеристики, проходящие между $Q_{2}^{\prime}$ и $P_{1}^{\prime}$, теперьпоглощены тем или другим разрывом; двигаться продолжает единый разрыв, определяемый хордами вида $P_{1}^{\prime \prime} Q_{2}^{\prime \prime}$ (рис. 2.16, c), для которых принимаются в расчет только суммарные площади, лежащие выше хорды и ниже ее.
|
1 |
Оглавление
|