Число Россби

При наличии поступательного движения (W 0) угол у между волновым вектором и вектором групповой скорости не равен 90° и зависит от направления распространения волны О и параметра Ко = Wkl 2Q, который можно интерпретировать как волновое число Россби. Как обычно, при Ro 1 доминируют силы Кориолиса, а при Ro 1 - инерционные силы. Зависимости у от 0 для разных значений Ro показаны на рис. 4.5, а схемы распространения волн - на рис. 4.6. При Ro = 0 Сд 1 k (см. рис. 4.4), а при Ro -> со первая и вторая моды совпадают друг с другом и Сд параллелен оси г, причем Сд = W, ЧТО означает просто снос возмущения поступательным движением жидкости. [c.176]

Заметим, что параметр крутки связан с числом Россби Ко простым соотношением 5 = 1/Яо. Характерные профили осевой скорости в зависимости от а, а также профиль тангенциальной скорости показаны на рис. 4,10. Меняя значение а, можно получать различные комбинации в виде струи или следа в ядре с внешним потоком. [c.183]

О потере устойчивости течения Куэтта при различных числах Россби. Докл. АН СССР, 281, № 3, 548—551. [c.619]

В то же время граница вносит ряд новых эффектов в процесс геострофического приспособления. Прежде всего, возникают волны Кельвина, распространяющиеся вдоль границы таким образом, что она остается справа от направления распространения. Получены простые формулы, позволяющие рассчитывать начальный профиль волны Кельвина для произвольных начальных условий. Поля нулевого порядка по числу Россби описывают процесс линейного геострофического приспособления произвольного начального состояния на ограниченной полуплоскости. Со временем профиль волны Кельвина медленно искажается из-за нелинейного самовоздействия волны Кельвина эти изменения описываются уравнением простой волны. Соответственно, [c.542]

В гл. 2 показано, что структура атмосферных течений зависит от ускорений Кориолиса. Так как соответствующие ускорения не могут быть воспроизведены в аэродинамической трубе, то из равенства (9.22) следует, что требование подобия по числу Россби не может быть удовлетворено. [c.259]

Теперь перейдем к рассмотрению точности воспроизведения ординат кривой спектральной плотности в инерционном подынтервале в лабораторных условиях. Для его решения необходимо предварительно кратко рассмотреть влияния числа Россби на структуру воздушных потоков и нарушения требования подобия по числу Россби на моде- [c.260]

Число Россби и структура пограничного слоя потока. [c.261]

Чтобы особо выделить зависимость толщины пограничного слоя атмосферы б от числа Россби, выражение (9.37) можно записать в таком виде [c.261]

Рис. 42. Лабораторные волны Россби с четными (а) (т = 6) волновыми числами (возбуждение осуществляется с помощью одного точечного стока массы) и нечетными (б) (т = 5) волновыми числами (возбуждение с помощью системы источник —сток массы).

Рассмотрим теперь, в какой степени нарушение требования подобия по числам Рейнольдса и Россби может влиять на моделирование пограничного слоя, и затем проведем краткое обсуждение возможностей современной экспериментальной техники при моделировании атмосферных течений для различных видов испытаний на моделях. [c.259]

НО имеем следуюи1ее условие существования столба Гейлора, которое запишем через число Россби [c.182]

Динамика атмосфер Земли и Венеры. В атмосфере Земли силы, обусловленные градиентами давления, практически балансируются силами Кориолиса (число Россби Ко 1), поэтому типичной синоптической характерИ стикой является геострофический ветер, и по известному распределению давле> ния могут быть определены его зональная и меридиональная составляющие [c.25]

С формулой Прандтля—Леттау для К и считавших 2 (дгХ1С определенной функ-цией от числа Россби Ко. Бобылева, Зилитинкевич и Лайхтман (1967) учли влияние термической стратификации атмосферы — этот вопрос будет рассмотрев в п. 8.4. [c.364]

Попытка применения развитых алгоритмов построения ФТ к конкретным физико-географическим условиям дальневосточных окраинных морей отражена в серии работ [12, 13, 14, 15]. В агестрофической баротропной модели Японского моря [12] топографическое ФТ почти в 7 раз превосходит мощность планетарного ФТ, однако основным недостатком рассмотренной модели являются непомерно высокие значения интегральной функции тока, превышающие реальные по крайней мере на два порядка, что побудило авторов ввести понятие эффективного ФТ = фх - - афо [12, 13, 15], где параметр а 1 подбирался [а 0,005) из условия соизмеримости обоих слагаемых. Физический смысл параметра а легко обнаруживается на примере двухслойной квазигеострофической модели [18], в которой условие квазигеострофичности, предполагающее соизмеримость h)/H и числа Россби, требует ис- [c.476]

В нелинейном случае движение быстровращающейся (малые числа Россби) жидкости также можно представить в виде суммы квазигеострофической компоненты (медленно меняющейся со временем в отличие от линейного случая), и быстрой компоненты, состоящей из ИГ волн. В отсутствие быстрых волн для описания квазигеострофической компоненты можно применить так называемую балансовую модель (см., например, [15, 20]), более простую, чем исходная система уравнений. Проблема, однако, состоит в том, что, вообще говоря, быстрые ИГ волны всегда присутствуют в системе, поэтому основной вопрос заключается в возможности расщепления произвольного движения на медленную и быструю части таким образом, чтобы быстрая часть не влияла на медленную в течение достаточно долгого времени. Заметим, что расщепление является более общим понятием, чем приспособление , так как расщепление возможно и в том случае, когда быстрая компонента сосуществует с медленной, как это имеет место для периодических по пространству движений, или для режимов фронтальной динамики. Периодические (в обоих горизонтальных направлениях) движения рассмотрены в [4, 5, 7, 9] в рамках модели баротропной вращающейся мелкой воды (ВМВ) для малых начального возвышения уровня и числа Россби е. Было показано, что результирующее поле расщепляется единственным образом на медленную и быструю компоненты, развивающиеся с характерными временными масштабами, соответственно, [c.507]

Статья организована следующим образом. Модель формулируется в п. 2. В п. 3 мы исследуем решение нулевого приближения для различных начальных условий решение описывает линейное геострофическое приспособление произвольного начального поля на полуплоскости. Нелинейная динамика медленной компоненты нулевого приближения анализируется в п. 4. В п. 5 обсуждается приближение первого порядка мы демонстрируем, что расщепление движения на медленную и быструю компоненты имеет место и в приближениях более высоких порядков по числу Россби, по крайней мере вплоть до членов С (е ). Модифицированное уравнение квазигеострофического потенциального вихря, описывающее медленную компоненту на временах i < (е /) , больших, чем типичное геострофическое время, получено в п. 6. Обсуждение результатов дается в п. 7. [c.509]

Ниже мы предполагаем, что адвективный временной масштаб намного превосходит инерционный, т. е. считаем число Россби малым, [c.511]

Мы изучили процесс нелинейного геострофического приспособления в баротропной модели ВМВ на полуплоскости, ограниченной твердой стенкой, применив асимптотический метод многих временных масштабов, развитый в [18] и основанный на предположении о малости числа Россби. Рассмотрены различные начальные состояния, локализованные в перпендикулярном стенке у-направлении периодические по х, ступенчатые (т.е. стремящиеся к прямолинейным вдольбереговым течениям при х сх)), и локализованные. [c.542]

В заключение отметим, что хотя в классе течений геофизической природы квазигеострофические движения составляют существенную часть, налагаемое для них условие малости числа Россби (А 1) выполняется не всегда. Для интенсивных вихрей А 1, и может иметь место не геостро-фический, а циклострофический баланс. Примеры решений для циклострофических локализованных вихрей даны в [76, 17, 97, 98]. [c.610]

Итак, изменчивость N z) с глубиной в случае однородного течения и (г) = onst не дает каких-то кардинальных отличий от случая N z) = N0 = onst, в том и другом случае мы всегда имеем баротропную моду и конечное число бароклинных мод волн Россби. [c.643]

Если число Рейнольдса и волновое число достаточно далеки от нейтральной кривой, необходимы иные принципы построения нелинейной теории. В независимых работах [43, 44] таким принципом служит нелинейность критического слоя. Результаты [43, 44], получившие развитие в [186, 187], относятся к нестационарным колебаниям, фазовая скорость которых порядка скорости основного течения. Эволюция полученных в [43, 44] структур при уменьшении фазовой скорости периодических возмущений исследована в [188]. Математическая модель критического слоя волны Россби и ее связь с теорией [43, 44] обсуждаются в [189, 190]. Нелинейная эволюция волны Толлмина-Шлихтинга с параметрами из окрестности нижней ветви нейтральной кривой изучается в [191] с учетом непараллельности потока жидкости в пограничном слое. Полученные оценки для "быстрой" и "медленной" переменных метода двухмасштабных разложений по продольной координате приводят к амплитудному уравнению. [c.13]

Кроме полуэмпирических формул для профиля ветра, согласующи] ся с общими соображениями размерности (т. е. сводящихся некоторым предположениям относительно функций ф( ) нли /( )), в метеорологической литературе можио найти также большое число работ (имеющих, как правило, более чем десятилетнюю давность), в которых предлагаются полуэмпирнче-ские илн же чисто эмпирические формулы для простилей метеорологических элементов, не опирающиеся иа соображения размерности (и содержащие чаще всего вместо эмпирических постоянных некоторые эмпирические функции от числа Ричардсона или других характеристик стратификации). Так, например, в течение ряда лет в иаучиой литературе широко дискутировалси вопрос о возможности использования логарифмического закона (с параметрами, вообще говоря, зависящими от устойчивости) для описания профили ветра в приземном слое воздуха при различных температурных стратификациях. Ряд авторов (иапример, Россби и Монтгомери (1935), Саттон (1936, [c.394]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...