WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

«Министерство образования Российской Федерации Ставропольский государственный университет на правах рукописи Самонов Виталий Евгеньевич МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ДВИЖЕНИЯ ТОНКОГО СЛОЯ ЖИДКОСТИ ПОД ...»

-- [ Страница 2 ] --

v v v v v Dis = r + r + r + z + z. 2 z r r r z 2 2 2 (3.78) Подставляя (3.74), (3.76) и (3.78) в (3.73), получим d 0 d 2 I (v) = r vr ( r, ( r ) ) + vz ( r, ( r ) ) 1 + ( ) dr + d 0 dr + rdr r r ( r ) 2 2 2 vr 2 vr vr vz vz + + + + + gvz dz. r 2 z r z r (3.79) Дальнейшая задача связана с подстановкой в (3.79) выражений компонент скорости движения жидкости и поиск минимума указанного функционала. Требование минимума (3.79) может использоваться как при анализе процессов в эталонной системе, так и при изучении поведения исследуемой системы. В результате подстановки в (3.79) собственных функций (3.39) и (3.40) движения жидкости в эталонной системе и минимизации указанного функционала, найдена зависимость радиальной и вертикальной составляющих скорости от радиальной координаты. Ее вид изображен на рис. 9 и 10.

Рис. 9. Зависимость компоненты V R (мм/с) Рис. 10. Зависимость компоненты VZ скорости движения жидкости от R. (мм/с) скорости движения жидкости от R.

85 Анализ приведенных зависимостей позволяет сделать следующие выводы о характере движения жидкости: 1. Наиболее интенсивное движение жидкой подложки имеет место вблизи границы «ямки». Причем характер этого движения таков, что жидкость как бы «отступает» от области А (см. рис. 1). 2. Возникает переток жидкости из области А через область Б в область В, о чем свидетельствует сравнительный анализ рис 9 и 10. 3. В области А движение жидкости в приповерхностных слоях носит вихревой характер, что соответствует существующим представлениям о процессах на границе двух разнородных жидкостей [79, 158] и подтверждает справедливость рассмотренной модели. Перейдем к анализу процессов в исследуемой системе. Для этого подставим в функционал (3.79) собственные функции скорости движения жидкости в исследуемой системе и минимизируем (3.79). Это позволило создать динамическую компьютерную модель движения тонкого слоя жидкости при точечном нанесении на ее поверхность небольшого количества ПАВ. В качестве примера ее использования на рис. 11 и 12 приведено состояние свободной поверхности Рис. 11. Моделирование деформации свободной поверхности с течением времени Рис. 12. Деформация свободной поверхности с течением времени (разрез) жидкости бесконечной площади в момент времени t = 4, 0s. Толщина слоя равна H = 1mm.

Из рисунков отчетливо видно существенное уменьшение толщины подложки (практически до нуля) в области нанесения ПАВ. На образующейся структуре четко выделяются собственно локальная область (имеющая толщину, близкую к нулю), невозмущенная область вокруг локальной структуры и пограничная область. Наличие сравнительно небольшого переднего фронта подтверждает сформулированную выше гипотезу о перетоке жидкости из локальной области (области А на рис. 1) через границу (область Б на рис. 1) во внешнее пространство (область В на рис. 1). Исследование разработанной компьютерной модели движения тонкого слоя жидкости при точечном нанесении на ее поверхность ПАВ позволило сформулировать к следующие результаты. 1. Осесимметричное течение тонкого слоя жидкости приводит к деформации свободной поверхности и образованию здесь сухого участка. 2. Деформация поверхности и, соответственно, размер образующейся локальной структуры увеличиваются с уменьшением толщины подложки. 3. Линейные размеры образующихся вследствие движения жидкости «сухих пятен» увеличиваются с ростом разности коэффициентов поверхностного натяжения жидкости-подложки и ПАВ. 4. Также на размер образующихся областей с деформированной поверхностью оказывает существенное влияние количество поверхностно-активного веще 87 ства. Эта зависимость имеет монотонный возрастающий характер, выходящий на насыщение. Приведенные выводы подтверждаются данными известного эксперимента [170]. Итак, в настоящей главе выполнено математическое моделирование движения тонкого слоя жидкости под действием поверхностных сил. Получено поле скоростей движения жидкости и теоретически исследована динамика течения. Показано, что при движении тонкого слоя жидкости вследствие нанесения ПАВ возникает деформация свободной поверхности вплоть до образования сухого участка. Деформация поверхности и, соответственно, размер образующейся «ямки» увеличиваются с уменьшением толщины подложки, ростом разности коэффициентов поверхностного натяжения жидкой подложки и ПАВ и зависит от количества поверхностно-активного вещества. Основные результаты настоящей главы опубликованы в [54, 58, 59, 139]. В работе [54] рассмотрен частный случай движения жидкости при образовании структур, радиус которых велик.

Глава IV. Математическое моделирование анизотропных течений на примере движения магнитной жидкости § 4.1. Общий анализ влияния магнитного поля на расходящиеся течения магнитной жидкости Рассмотрим течение тонкого слоя магнитной жидкости под действием поверхностных сил, которую будем считать однородной однокомпонентной средой, помещенной во внешнее однородное горизонтальное магнитное поле H0.

Ограничимся исследованием случая, при котором поверхность магнитной жидкости имеет бесконечную площадь, а ее вязкость и поверхностное натяжение являются изотропными величинами и существенно не зависят от напряженности магнитного поля. Как показывает анализ (Приложение 3), рассматриваемое приближение справедливо для коллоидов с умеренной концентрацией твердой фазы в магнитных полях напряженностью до 1 кА/м. По всей видимости, нанесение ПАВ на поверхность магнитной жидкости также приводит к растекающемуся течению, деформирующему свободную поверхность вплоть до образования здесь сухого участка (рис. 1). Однако магнитное поле изменяет граничные условия на свободной поверхности жидкости, а также приводит к возникновению объемной пондеромоторной силы r r r f magn = µ 0 M H.

( ) (4.1) Эта сила возникает вследствие неоднородности магнитного поля в магнитной жидкости вследствие наличия в ней немагнитной полости (сухого пятна). Пусть образовавшееся сухое пятно имеет круглую форму. Аппроксимируем полость с помощью цилиндра. Такое приближение возможно, поскольку ширина границы сухого участка (области Б на рис. 1) значительно меньше его 89 размеров. Ограничимся грубым приближением, пренебрегая влиянием краевых эффектов искажения магнитного поля на верхнем и нижнем основаниях «цилиндра». В этом случае пондеромоторная сила как изображено на рис. 13, приводит к вытягиванию сухого пятна вдоль внешнего поля, которое, по всей видимости, принимает эллиптическую форму. Аналогичные результаты следуют из вычисления скачка давления в магнитной Рис. 13. Векторная диаграмма пондеромоторной силы, действующей на магнитную жидкость, в окрестности сухого участка жидкости на границе сухого пятна по известным соотношениям, полученным В.В. Чекановым [109, 110], которые в системе СИ име1 µ0 M 2. ют вид p = (4.2) Намагниченность феррожидкости в точке B выше, чем в A. Это приводит к увеличению давления в этой точке и, соответственно, к течениям, «сжимающим» сухой участок, который принимает эллиптическую форму. Найдем количественную зависимость параметров эллиптической «ямки» от напряженности H 0 внешнего однородного магнитного поля. Для этого рассмотрим статическую задачу о форме свободной поверхности жидкости в момент времени t (предполагается, что сухое пятно уже сформировалось и приобрело эллиптическую форму). Равновесная форма поверхности в этом случае определяется балансом нормального напряжения и капиллярных сил, то есть динамическими граничными условиями [6]:

1 1 1 r (i) r i e p( ) p( ) = + + µ0 M n R1 R2 ( r ) (M ( )n).

r e (4.3) Здесь µ0 – магнитная постоянная;

p (i ), p( e) и M ( i ), M ( e) – соответственно давле r r 90 ние и намагниченности внутри и вне сухого участка, R1 и R2 – главные радиусы кривизны, n – нормаль к свободной поверхности. В этом случае p( i ) = p ( e) (атмосферное давление внутри и вне структуры одинаковы, а в силу малости толщины подложки гидростатическим давлением ri g h можно пренебречь);

M ( ) = 0 (намагниченность воздушной полости равна r нулю);

R1 = R, R2 = 0. Тогда уравнение (4.3) принимает вид:

rer2 1 = µ0 M ( ) n. (4.4) R2 r В случае малых полей H 0 намагниченность в (4.4) выражается через на ( ) пряженность магнитного поля вне эллиптической немагнитной полости линейно. Значение напряженности определяется стандартными методами электродинамики [77, 103]. В целях упрощения анализа перепишем уравнение (4.4) для расстояния 2a между фокусами эллипса, аппроксимирующего «сухое пятно». Учитывая выражения для напряженности магнитного поля вне «ямки» как функции внешнего поля H 0, имеем следующее уравнение для a (a R0 a 4 + 4 R + a + 4R 4 ) 2 R 2 a 2 2 0. С + 1 = 4 2 2 2 H 0 µ0 2 R0 a + 1 (4.5) Здесь R0 – радиус круглой «ямки», имеющей ту же площадь, что и эллиптическая1, и µ – соответственно магнитная восприимчивость и проницаемость жидкости, C = 1 µ. Результат численного решения уравнения (4.5) схе1+ µ матически изображен на рис. 14. Из рисунка видно, что с ростом H 0 степень вытянутости сухого участка Последнее замечание имеет глубокий физический смысл, связанный с тем, что магнитное поле не совершает работы. Из этого следует неизменность площади круговой и эллиптической полости, форма которых определяется только отсутствием или наличием внешнего горизонтального магнитного поля.

91 вдоль внешнего магнитного поля увеличивается. Причем, характер зависимости a от поля при различных радиусах R0 соответствующей круглой структуры различен: при малых R0 для существенного ее вытягивания необходимо весьма мощное внешнее магнитное поле;

в то время как при больших значениях R0 «ямка» может вытягиваться и при сравнительно слабых полях. Это объясняется тем, что с ростом напряженности внешнего магнитного поля H 0, также как и с ростом R0 возрастает величина неоднородности магнитного поля, что приводит к появлению бо’льшей пондеромоторной силы, вытягивающей «ямку» вдоль внешнего поля. Последний результат, как указано в Приложении 3, справедлив при относительно слабых магнитных полях. В сильных полях влияние пондеромоторРис. 14. Схематическое изображение зависимости половины a расстояния между фокусами эллипса, аппроксимирующего «сухое пятно», от напряженности внешнего магнитного поля H ной силы уменьшается, а ведущую роль при деформации сухих областей, образующихся при движении жидкости вследствие эффекта Марангони, играет анизотропия поверхностного натяжения. Таким образом, магнитное поле вытягивает «ямку», образующуюся вследствие движения тонкого слоя жидкости под действием поверхностных сил. В связи с этим при движении магнитной жидкости появляется выделенное направление вдоль напряженности внешнего горизонтального магнитного поля, то есть течение приобретает анизотропный характер. В дальнейшем рассмотрим в качестве примера анизотропное течение тонкого слоя магнитной жидкости. § 4.2. Математическая модель движения тонкого слоя магнитной жидкости Математическая модель движения тонкого слоя магнитной жидкости под 92 действием поверхностных сил отличается от модели (3.1)–(3.10) аналогичного процесса в обычной жидкости наличием дополнительных слагаемых в уравнении Навье-Стокса и изменением вида некоторых граничных условий. По аналогии с [2, 5], запишем систему уравнений движения магнитной жидкости r r r v µ r r = grad p + 0 H 2 + v + g + µ 0 M H, 2 t ( ) (4.6) (4.7) r divv = 0, дополненную уравнением баланса поверхностно-активного вещества в поверхностном слое r + div ( v ) + jn = 0. t r (4.8) Здесь v – скорость жидкости, p – давление, – динамическая вязкость, – плотность жидкости, H – локальная напряженность магнитного поля в r r магнитной жидкости, – концентрация ПАВ в поверхностном слое, v – касательная составляющая скорости движения жидкости на свободной поверхности, Ds – коэффициент диффузии, jn – поток ПАВ из объема жидкости в поверхностный слой и обратно. Начальные условия и условия на твердой границе совпадают с соответствующими условиями для обычной жидкости:

r v t =0 = (4.9) (4.10) (4.11) t =0 = 0.

r v s = 0, Условия для тензора напряжений на свободной поверхности имеют вид:

1 1 pij n j s = + ni, R1 R r r pij j s = grad j = grad j, (4.12) где n и – соответственно нормаль и касательный вектор к свободной поверхности, pij = p ij + vi x j + v j 12 + µ0 H i H j H ij – тензор напряжений. 2 xi 93 Для замыкания системы (4.6) – (4.12) необходимо, как и для обычной жидкости, ввести уравнение эволюции свободной поверхности s (динамическое граничное условие):

r dr m dt r = v m, m s, (4.13) с начальным условием, описывающем форму свободой поверхности в момент времени t = 0. Система уравнений (4.6) – (4.8), (4.13) с условиями (4.9)–(4.13) и начальным условием, накладываемым на (4.13), полностью описывает движение тонкого слоя магнитной жидкости во внешнем магнитном поле под действием поверхностных сил. Несколько упростим рассматриваемую математическую модель, введя систему координат эллиптического цилиндра (,, z ). Сопоставим твердую поверхность s с плоскостью z = 0, а начало отсчета 1 – с областью нанесения поверхностно-активного вещества. Выбор данной координатной системы связан с анизотропным характером течения, вследствие действия магнитного поля. Тогда выражение (4.11) принимает вид r v z =0 = 0, (4.11а) а начальное условие, накладываемое на (4.13) записывается следующим образом:

z s,t =0 = 0 (, ).

(4.14) Начально-краевая задача (4.6) – (4.14) также как и аналогичная задача (3.1) – (3.10) относится к классу задач со свободной границей [8]. Решение задач этого класса в общей постановке весьма затруднительно. Поэтому ограничимся анализом ряда частных случаев, соответствующих различным значениям параметра Str, являющегося отношением пондеромоторной силы f magn и силы поверхностного натяжения f surf (более подробно см. Приложение 4):

Str = f magn f surf = µ0 M H b.

(4.15) 94 Здесь – разность коэффициентов поверхностного натяжения магнитной жидкости и поверхностно-активного вещества, b – линейный размер «ямки» в направлении, перпендикулярном внешнему магнитному полю;

M и H соответственно характеризуют изменение намагниченности и напряженности магнитного поля на расстоянии порядка b. Безразмерный параметр Str является вспомогательным и позволяет в предельных случаях рассматривать эволюцию области с деформированной поверхностью, только как увеличение ее площади ( Str << 1 ) или как ее вытягивание вдоль внешнего магнитного поля ( Str >> 1 ). Процессы, имеющие место при Str ~ 1, которые, по всей видимости, являются сильно неравновесными и могут носить характер бифуркаций, заслуживают отдельного внимания. Несмотря на то, что значение Str с течением времени изменяется, процессы при Str << 1 и при Str >> 1 происходят последовательно, заметно разделены во времени, что делает возможным самостоятельное исследование каждого из них. В зависимости от соотношения между силой поверхностного натяжения и пондеромоторной силой в начальный момент времени характер движения жидкости и эволюции образующейся «ямки» различен. Рассмотрим два предельных случая: I.

Str << 1 : сила поверхностного натяжения значительно превосходит понде ромоторную силу. Тогда вначале происходит быстрый рост практически круглой «ямки», что приводит, с одной стороны, к уменьшению сил поверхностного натяжения за счет уменьшения концентрации ПАВ на свободной поверхности, а с другой, – к росту пондеромоторной силы. Эти процессы характеризуются, в соответствии с (4.15), возрастанием Str и приводят к последующему вытягиванию области деформации вдоль линий напряженности внешнего магнитного поля. II.

Str >> 1 : пондеромоторная сила значительно превосходит силу поверхно стного натяжения. В этом случае, напротив, вначале происходит быстрое вытягивание образовавшейся структуры вдоль силовых линий внешнего магнитного 95 поля, что приводит к уменьшению пондеромоторной силы, характеризующееся уменьшением Str. В дальнейшем продолжается рост вытянутой «ямки» со слабо меняющимся эксцентриситетом. Таким образом, при Str << 1 в начальный момент времени, решение задачи (4.6) – (4.14) может быть заменено поэтапным исследованием движения магнитной жидкости под действием «только» сил поверхностного натяжения, рассмотренного в предыдущей главе, и последующего вытягивания образовавшейся структуры вдоль внешнего магнитного поля под действием «только» пондероморных сил. Во втором предельном случае, при Str >> 1 в начальный момент времени, движение жидкости носит более сложный характер. Тем не менее, основываясь на качественном анализе характера движения жидкости и эволюции образующихся в результате этого структур, справедлив вывод о том, что магнитное поле, вытягивающее образовавшуюся «ямку», заменяет круговую симметрию системы эллиптической. То есть влияние магнитного поля связано с возникновением выделенного направления, за счет чего течение магнитной жидкости приобретает анизотропный характер. Тогда, с учетом предположения об изменении симметрии течения, краевую задачу (4.6) – (4.14) принимает вид r v r r = gradp + v + g, t r divv = 0, r + div ( v ) + jn = 0, t r v t =0 = 0, (4.16) (4.17) (4.18) (4.19) (4.20) (4.21) grad j ;

(4.22) t =0 = 0, r v z =0 = 0, 1 1 pij n j s = + ni, R1 R pij j s = grad j = r dr m dt r = v m, m s ;

(4.23) (4.24) z s,t = 0 = 0 ( ).

Здесь тензор напряжений имеет вид v v pij = p ij + i + j. x j xi (4.25) На (4.16)–(4.25) накладывается дополнительное условие, учитывающее эллиптическую симметрию системы. Оно связано с равенством нулю эллиптической компоненты v скорости движения подложки и независимостью произвольной физической величины от эллиптической координаты системы координат эллиптического цилиндра (,, z ) :

v 0, 0.

(4.26) Задача (4.16) – (4.25) с учетом (4.26) и предположений об объемной силе, действующей на жидкость, отличается с формальной точки зрения от аналогичной задачи для немагнитной подложки только иной симметрией физической системы. Это позволяет найти ее решение, используя результат предыдущей главы для немагнитной подложки и метода эталонных уравнений. § 4.3. Предварительное преобразование соотношений для исследуемой и моделирующей систем Поскольку и исследуемая, и эталонная система обладают определенной геометрической симметрией, потребуем ее сохранения в процессе преобразования решения. Это возможно в случае:

R,, Z z.

(4.27) Соответственно преобразования потенциала и вихревых составляющих скорости движения жидкости скорости имеют вид U R u, U Z uz,.

(4.28) Для упрощения процесса преобразования решения модели в решение исследуемой системы воспользуемся относительными координатами по аналогии 97 с введенными в предыдущей главе:

% =. c 0 ( t ) (4.29) Здесь величина 0 ( t ) характеризует размер «ямки» в обычных координатах. В отличие от относительных цилиндрических координат, используемых выше, система относительных координат эллиптического цилиндра является безразмерной. Коэффициент c ( c < 1 ) в (4.29) вводится из следующих соображений. Гиперболическая координата в системе эллиптического цилиндра изменяется в пределах от единицы до бесконечности. При отсутствии коэффициента c относительная координата, равная единице, всегда совпадала бы с границей деформированной поверхности, что не позволило бы рассматривать движение жидкости внутри нее. Поскольку выбор конкретного значения c не ограничивает общности решаемой задачи, положим для определенности c = 1 2. В этом случае граница «ямки» образующейся в результате движения магнитной жидкости во внешнем магнитном поле под действием поверхностных сил соответствует зна% чению = 2.

Кроме параметра 0 для описания эллиптической «ямки» введем параметр a, равный половине расстояния между ее фокусами. Он также записывается в относительных координатах. Как показано в § 4.1, зависимость a от внешнего магнитного поля H 0 носит монотонный возрастающий характер. Выражения вихревых составляющих и потенциала скорости движения жидкости в эталонной системе соответственно имеют вид UR = UZ = = exp ( kt ) [ M cos Z N sin Z ] J1 ( R ), k r exp ( kt ) [ M sin Z + N cos Z ] J 0 ( R ), k exp ( kt ) C exp ( Z ) + D exp ( Z ) J 0 ( R ). k В дальнейшем удобнее использовать обозначения UR = UZ = = % exp ( kt ) [ M cos Z N sin Z ] U R ( R ), k (4.30) (4.31) (4.32) % exp ( kt ) [ M sin Z + N cos Z ] U Z ( R ), k % exp ( kt ) C exp ( Z ) + D exp ( Z ) ( R ). k Учитывая, что при переходе от эталонной системы к исследуемой изменяется только симметрия в горизонтальной плоскости, будем предполагать, что характер зависимости потенциала и вихревых компонент скорости жидкости от вертикальной координаты z (или Z ), а также от времени t при преобразовании не изменяется. Тогда запишем:

u = uz = = %% exp ( kt ) [ M cos z N sin z ] u ( ), k (4.33) (4.34) (4.35) %% exp ( kt ) [ M sin z + N cos z ] u z ( ), k exp ( kt ) C exp ( z ) + D exp ( z ) ( ). %% k Подставляя (4.33)–(4.35) в уравнения (2.25) для исследуемой системы, записанные в системе координат эллиптического цилиндра, и выполняя преобразования, получим:

2 2 %2 %2 % % % % 2 1 d 2 u du ( 1) + (1 ) % % +2 u + 2 a 2 u = 0, 2 2 2 2 2 23 % % % % d d % ) ( (4.36) % % % % 2 1 d 2 uz du z % +2 + 2 a 2 u z = 0, 2 2 2 2 % % % % d d % % % % 2 1 d 2 d % 2+ 2 + 2 a 2 = 0. 2 2 2 % % % % d d (4.37) (4.38) Аналогичная подстановка (4.30)–(4.32) в уравнения (2.26) для модели приводят к уравнениям:

% % % d 2U R 1 dU R U R % + 2 + 2U R = 0, 2 R dR dR R % % d 2U Z 1 dU Z % + + 2U Z = 0, 2 R dR dR % % d 2 1 d % + + 2 = 0. dR 2 R dR (4.39) (4.40) (4.41) Дальнейший анализ связан с непосредственным решением системы (4.36)–(4.38) на основе расчетной схемы ММЭУ, используя уравнения (4.39)– (4.41) в качестве эталонных. § 4.4. Определение общего вида выражения для скорости жидкости Перейдем к непосредственному решению уравнений (4.36)–(4.38). Выра% % % жая в соответствии с (2.20) и (2.29) решение исследуемой системы u, u z и % % % через решение модели U R, U Z и, запишем % %% % % u ( ) = Q1 (, ) U R ( R1 (, ) ), % %% % % u z ( ) = Q2 (, ) U Z ( R2 (, ) ). % %% % % ( ) = Q3 (, ) ( R3 (, ) ).

(4.42) (4.43) (4.44) Подставим (4.42)–(4.44) соответственно в (4.36)–(4.38) и учтем соответствующие эталонные уравнения (4.39)–(4.41). Дальнейшее использование алгоритма реализации расчетной схемы метода эталонных уравнений (см. §2.5) позволяет найти выражения для фазовых множителей и уравнения для фазовых % функций. Фазовые множители Qi (, ) имеют вид Qi = Ri % Ri 2.

(4.45) % Здесь через штрих обозначена производная по. Соотношение (4.45) позволя ет представить формулы преобразования решения модели в решение исследуемой системы (4.42)–(4.44) следующим образом:

%% u ( ) = % R1 (, ) % % R1 (, ) 2 1 % % U R ( R1 (, ) ), (4.46) % R2 (, ) % % R2 (, ) %% uz ( ) = % % U Z ( R2 (, ) ), (4.47) %% () = % R3 (, ) % % R3 (, ) % % ( R3 (, ) ).

(4.48) % Уравнения для фазовых функций Ri (, ) имеют вид % % % 3 R 1 2 + 2 2 + 2 1 2 2 2 % 22 a 2 2 = 0, { R1, } 1 + 22 ( R1 ) 2 2 + 2 2 2 2 % 2 R1 2 ( 1) 1 % % ( )( 1) % (4.49) 2 % %2 1 R 1 2 + 2 2 2 2 % } + 2 + 22 ( R2 ) 2 a = 0, (4.50) { R2, % 2 R2 2 ( 2 1) 2 2 1 % % % 1 R 1 2 + 2 2 2 2 % = 0. (4.51) { R3, } + 3 + 22 ( R3 ) 2 2 22 a 2 2 % 2 R3 2 ( 1) 1 % На решения уравнений (4.49)–(4.51) необходимо наложить дополнительные условия, следующие из (2.24): 1. R i =2 = 1 – граница деформирующейся поверхности круглой формы в эталонной системе должна отображаться в границу эллиптической «ямки» в исследуемой системе. 2. Ri 0 – радиальная координата цилиндрической системы есть величина неотрицательная. Уравнения (4.49)–(4.51) можно упростить. Поскольку вблизи границы «ямки» и вне нее выполняется неравенство 2 >> 1 R12, третье слагаемое в указанных уравнениях может быть опущено:

% { R1, } + 22 ( R1 ) % % % 1 2 + 2 2 + 2 1 2 2 +2 2 22 a 2 2 =0, 2 2 2 % 2 ( 2 1) 1 % % ( )( 1) % (4.52) % % 1 2 + 2 2 2 2 % R2, } + 22 ( R2 ) 22 a 2 2 = 0, { 2 % 2 ( 2 1) 1 % (4.53) % % 1 2 + 2 2 2 2 % R3, } + 22 ( R3 ) 22 a 2 2 = 0. { 2 % 2 ( 2 1) 1 % (4.54) Решая уравнения (4.52)–(4.54), получим выражения для производной фа% зовой функции по. Усредняя последние по тригонометрическим функциям (среднее за период), имеем R1 = % c2 g1 ( ) 1, 1 2 2 % % ( c1 + c2 ) g1 ( ) 2 R2 = R3 = % c2 g 2 ( ) 1, (4.55) 1 2 2 % % ( c1 + c2 ) g2 ( ) % % % Здесь g1 ( ) и g 2 ( ) – известные функции.

Интегрирование (4.55), подстановка результата в (4.45) и последующее использование (4.46)–(4.48) позволяет найти общий вид собственных функций вихревых составляющих и потенциала скорости анизотропного течения жидкости под действием поверхностных сил (в относительных координатах). Ввиду весьма громоздкого вида указанные выражения не приводятся. § 4.5. Анализ полученных результатов % Последовательно проанализируем характер зависимости от фазовых % функций Ri ( ), характеризующих преобразование эталонной системы в иссле дуемую;

а также компонент гиперболической и вертикальной составляющих скорости анизотропного движения жидкости.

% % Для определения вида фазовой функции Ri ( ) аппроксимируем g1 ( ) и 1 % % g 2 ( ) вблизи точки = 2 дробными функциями (аппроксимация Паде [7]) и проинтегрируем. Окончательный результат является весьма громоздким, поэтому аналитическое выражение не приводится, а характер зависимости фазо% вой функции от при различных изображен графически. Схематическое % изображение функции R1 ( ) для случая сильного вытягивания «ямки» ( a = 20 ) представлено на рисунке 15.

Относительная погрешность аппроксимации Паде в данном случае составляет менее 0.5 %.

102 Легко видеть, что эта зависимость весьма близка к линейной. Причем, % Рис. 15. Зависимость фазовой функции R1 от в случае сильных полей ( a = 20 ) вдоль внешнего магнитного поля ( ±1 ) фазовая функция возрастает быстрее, % чем поперек ( 0 ). Поскольку фазовая функция Ri ( ) соответствует вытяги% ванию «ямки», различный характер возрастания Ri ( ) в направлениях вдоль и поперек поля свидетельствует о «растяжении» образующегося в результате движения жидкости сухого участка вдоль внешнего магнитного поля и его «сжатии» поперек поля. Этот вывод согласуется с положениями, изложенными выше. Подставляя соотношения, определяющие зависимость фазовой функции % Ri от, в (4.46) и (4.47), получим выражения для вихревых составляющих ско рости движения жидкости u и u z. Потенциальная составляющая скорости представляет собой градиент, определенного из (4.48). Используя (2.27), находим выражения для гиперболической v и вертикальной vz составляющих скорости анизотропного течения под действием поверхностных сил (в относительных координатах).

% Зависимость v и vz от при различных значениях в случае сущест венной анизотропии для больших полей ( a = 20 ) схематически изображена на рис. 16 и 17. Как видно из этих графиков, скорость жидкости максимальна % вблизи границы области «ямки» (при = 2 ). При этом отрицательное значение вертикальной составляющей скорости жидкости свидетельствует о быстром уменьшении толщины подложки возле данной границы (на границе областей А и Б – см. рис. 1).

Рис. 16. Зависимость гиперболической составляющей v скорости движения жидко% сти от % Рис. 17. Зависимость вертикальной составляющей vz скорости движения жидкости от Сравнивая рисунки 16 и 17, можно заметить, что минимум вертикальной % составляющей vz несколько смещен в сторону меньших значений по сравне нию с максимумом гиперболической составляющей v. Это позволяет предположить наличие перетока жидкости из области А через область Б в область В.

104 Также о перетоке свидетельствует максимум vz на границе областей Б и В (участок 4 на рис. 17). Учитывая это, можно сделать следующее заключение о характере движения подложки под действием поверхностных сил. На границе областей А и Б вертикальная составляющая скорости жидкости очень велика (участок 4 на рис. 17), толщина подложки здесь резко уменьшается. Затем, в области Б отрицательная вертикальная составляющая скорости жидкости уменьшается (участок 3 на рис. 17), а горизонтальная увеличивается и достигает максимума. На границе областей Б и В появляется положительная вертикальная составляющая скорости жидкости (участок 4 на рис. 17), а горизонтальная составляющая % уменьшается. При дальнейшем увеличении (в области В) движение жидкости % затухает и при скорость жидкости стремится к нулю.

Легко убедиться, что такой характер анизотропного течения магнитной жидкости вследствие эффекта Марангони совпадает с движением обычной (не магнитной) жидкости под действием поверхностных сил, рассмотренным в предыдущей главе. Несколько необычным, на наш взгляд, результатом является то, что скорость движения жидкости на границе «ямки» оказывается немного большей в направлении поперек поля (при 0 ), чем вдоль поля (при ±1 ). Математически это следует из согласования амплитуд решений исследуемой системы и модели. С физической точки зрения этот факт, по-видимому, свидетельствует о стремлении поверхностных сил уменьшить эксцентриситет эллипса («вернуть его к окружности»). Последнее объясняется тем, что периметр (длина границы) круглой области будет минимальным при равенстве площадей круглой и эллиптической «ямок». Это является энергетически более выгодным и, по всей видимости, реализуется за счет некоторой неравномерности распределения поверхностно-активного вещества вдоль границы раздела подложки и ПАВ. При этом внешнее магнитное поле, будет продолжать вытягивать «ямку» вдоль своих силовых линий. Таким образом, в некоторых случаях возможна 105 конкуренция между силами поверхностного натяжения и пондеромоторной силой. Задачей специального исследования является переход от относительных координат к обычным. Указанное преобразование выполняется по аналогии с проведенным в § 3.7 для движения обычной жидкости. В этом случае в качестве системы эталонных уравнений выступает система (4.16)–(4.26) с заменой ко% ординаты на, определяемой при помощи (4.29), решение которой получено в предыдущем параграфе. Основные результаты настоящей главы опубликованы в работах [55, 60– 62, 64–66, 135–138,157].

Заключение В результате проведенного в диссертации моделирования движения тонкого слоя жидкости под действием поверхностных сил получены следующие основные научные и практические результаты. 1. Исследована математическая модель движения тонкого слоя жидкости конечной толщины при нанесении на его поверхность капли ПАВ, в которой одновременно учтены действие сил тяжести, многомерность течения и деформация свободной поверхности жидкости. 2. Известный метод эталонных уравнений модифицирован для решения уравнений гидродинамики. 3. Решена задача Штурма-Лиувилля для уравнений движения жидкости под действием поверхностных сил в эталонной и исследуемой системах. Найдены выражения собственных функций радиальной и вертикальной компонент скорости движения жидкости. 4. Показано, что при движении тонкого слоя жидкости вследствие нанесения ПАВ возникает деформация свободной поверхности вплоть до образования сухого участка. Деформация поверхности и, соответственно, размер образующейся «ямки» увеличиваются с уменьшением толщины подложки, ростом разности коэффициентов поверхностного натяжения жидкой подложки и ПАВ и зависит от количества поверхностно-активного вещества. 5. Показано, что наиболее интенсивное движение жидкой подложки происходит вблизи границы области с деформирующейся поверхностью. Внутри нее в приповерхностных слоях возникают вихревые течения. Основная масса жидкости при этом перетекает из внутренней области «ямки» через ее границу во внешнее пространство. 6. Исследовано анизотропное течение: движение тонкого слоя магнитной жидкости под действием поверхностных сил во внешнем однородном горизонтальном магнитном поле. Показано, что образующиеся сухие пятна прини 107 мают форму эллипса, а общий характер движения магнитной жидкости в этом случае во многом совпадает с характером аналогичного изотропного течения.

Список литературы 1. Адамсон А. Физическая химия поверхностей. – М.: Мир, 1979. – 568 с. 2. Алешков Ю.З., Баринов В.А., Тактаров Н.Г. О распространении нелинейных магнитогидродинамических поверхностных волн. // Магнитная гидродинамика. – 1989. – т. 25, № 4. – С. 79–86. 3. Бабиков В.В. Метод фазовых функций в квантовой механике. – М.: Наука, 1976. – 287 с. 4. Бабич В.М., Булдырев В.С. Асимптотические методы в задачах дифракции коротких волн. Метод эталонных задач. – М.: Наука, 1972. – 456 с. 5. Баринов В.А., Тактаров Н.Г. Нелинейные магнитогидродинамические поверхностные волны на слое движущейся жидкости. // Магнитная гидродинамика. – 1990. – т. 26, № 4. – С. 71–76. 6. Баштовой В.Г., Берковский Б.М., Вислович А.Н. Введение в термомеханику магнитных жидкостей. – М.:ИВТАН, 1985. – 188 с. 7. Бейкер Г.А., Грэйвз-Моррис П. Аппроксимации Паде./ Пер. с англ. – М.: Мир, 1986. – 502 с. 8. Белоносов С.М., Черноус К.А. Краевые задачи для уравнений Навье-Стокса. – М.: Наука, 1985. – 312 с. 9. Бердичевский В.Л. Вариационные принципы механики сплошной среды. – М.: Наука, 1983. – 448 с. 10. Блум Э.Я., Майоров М.М., Цеберс А.О. Магнитные жидкости. – Рига: Зинатне, 1989. – 386 с. 11. Вайнштейн Л.А. Открытые резонаторы и открытые волны. – М.: Сов. радио, 1966. 12. Варламов Ю.Д. Вязкость и магнитная восприимчивость магнитных жидкостей умеренных концентраций. // Автореф. дис. … канд. физ-мат. наук. – Новосибирск, 1987. – 18 с. 13. Василевский А.С., Жирнов Н.И. Новый метод построения кривых двухатом 109 ных молекул по спектроскопическим данным. II. Упрощенный вариант нулевого приближения. // Оптика и спектроскопия. – 1969. – Т. 26, вып. 5. – С. 704–710. 14. Василевский А.С., Жирнов Н.И. Применение обобщенного ВКБ-метода к исследованию колебательно-вращательных спектров двухатомных молекул. II. Колебательно-вращательный спектр осциллятора Ридберга-Клейна-Риса. // Оптика и спектроскопия. – 1967. – Т. 22, вып. 5. – С. 730–734. 15. Волосевич П.П., Леванов Е.И. Автомодельные решения задач газовой динамики и теплопереноса. – М.: Изд-во МФТИ, 1997. – 240 с. 16. Гилев В.Г. Экспериментальное исследование реологических свойств магнитных жидкостей. // Автореф. дис. … канд. физ-мат. наук. – Пермь, 1987. – 17 с. 17. Гинзбург В.Л. Распространение электромагнитных волн в плазме. – М.: Наука, 1967. 18. Голубятников А.Н. Об особенностях действия поверхностного натяжения магнитных жидкостей. // 8-я Международная Плесская конференция по магнитным жидкостям. – Плес, 1998. – С.132–134. 19. Голубятников А.Н., Субханкулов Г.И. О поверхностном натяжении магнитной жидкости. // Магнитная гидродинамика. – 1986. – Т. 22, № 1. – С. 73–78. 20. Диффузии уравнение. // Математическая физика. Энциклопедия. / Гл. ред. Л.Д.Фаддеев. – М.: Большая российская энциклопедия, 1998. – С. 194. 21. Дородницын А.А. Асимптотические законы распределения собственных значений для некоторых особых видов дифференциальных уравнений второго порядка. // Успехи математических наук, вып. 6, 1952. – С. 3–96. 22. Дроздова В.И. Концентрационные структуры и межфазные явления в магнитных коллоидах. // Автореф. дис. … докт. физ-мат. наук. – Ставрополь, 1998. – 35 с. 23. Друкарев Г.Ф. Об определении фазы волновой функции при рассеянии частиц. // ЖЭТФ. – 1949. – Т. 19, вып. 3. – С. 247–250.

110 24. Жакин А.И. О зависимости поверхностного натяжения растворов и суспензий от напряженности магнитного и электрического полей. // Магнитная гидродинамика. – 1989. – Т. 25, № 3. – С. 75–80. 25. Жирнов Н.И. Вероятность прохождения потенциального барьера в приближении ОВКБ-метода. I. // Известия вузов СССР. Физика. – 1965, вып. 4. – С. 28–34. 26. Жирнов Н.И. Вероятность прохождения потенциального барьера в приближении обобщенного ВКБ-метода. II. Симметричные барьеры. // Известия вузов СССР. Физика. – 1966, вып. 6. – С. 101–107. 27. Жирнов Н.И. Вероятность прохождения потенциального барьера в приближении обобщенного ВКБ-метода. III. Асимметричные барьеры. // Известия вузов СССР. Физика. – 1966, вып. 6. – С. 108–113. 28. Жирнов Н.И. К вопросу о квазиклассических одноэлектронных функциях. // ЖЭТФ. – 1957. – Т. 32, вып. 5. – С. 1252–1254. 29. Жирнов Н.И. К расчету энергии связи внутренних электронов в атомах в приближении обобщенного ВКБ-метода. // Оптика и спектроскопия. – 1967. – Т. 22, вып. 6. – C. 857–860. 30. Жирнов Н.И. Квазиклассическое решение радиальных уравнений Дирака. // ЖЭТФ. – 1959. – Т. 37, № 6. – С. 1619–1625. 31. Жирнов Н.И. Нормировка и критерий точности квазиклассических решений радиальных уравнений Дирака. // Известия вузов СССР. Физика. – 1964, вып. 5. – С. 125–130. 32. Жирнов Н.И. О квазиклассических одноэлектронных функциях. I. Связанные состояния. // Оптика и спектроскопия. – 1958. – Т. 4, вып. 2. – С. 125– 137. 33. Жирнов Н.И. О квазиклассических одноэлектронных функциях. II. Состояния непрерывного спектра. // Оптика и спектроскопия. – 1958. – Т. 4, вып. 2. – С. 138–143. 34. Жирнов Н.И. Об энергетических уровнях µ-мезоатомов. // ЖЭТФ. – 1960. – 111 Т. 38, № 3. – С. 959–962. 35. Жирнов Н.И. Обобщенный ВКБ-метод в нерелятивистской квантовой механике. // Дис.... докт. физ-мат. наук. – М., 1973. – 313 с. 36. Жирнов Н.И. Обобщенный ВКБ-метод и его применение к задачам атомной и молекулярной спектроскопии. // Труды 1-й межвузовской конференции по спектроскопии и радиофизике. – М.: Изд-во МГПИ, 1965. – С. 7–9. 37. Жирнов Н.И. Расчет эффективных потенциалов многоэлектронных атомов по спектроскопическим данным. // Оптика и спектроскопия. – 1967. – Т. 23, вып. 1. – С. 10–14. 38. Жирнов Н.И., Василевский А.С. Новый метод построения кривых двухатомных молекул по спектроскопическим данным. I. Потенциальные кривые в нулевом приближении обобщенного ВКБ-метода. // Оптика и спектроскопия. – 1968. – Т. 25, вып. 1. – С. 28–35. 39. Жирнов Н.И., Василевский А.С. Новый метод построения кривых двухатомных молекул по спектроскопическим данным. III. Потенциальные кривые двухатомных молекул во втором приближении обобщенного ВКБ-метода. // Оптика и спектроскопия. – 1969. – Т. 26, вып. 6. – С. 908–914. 40. Жирнов Н.И., Василевский А.С. Новый метод построения кривых двухатомных молекул по спектроскопическим данным. IV. Потенцияльная кривая основного электронного состояния молекулы H2. // Оптика и спектроскопия. – 1970. – Т. 29, вып. 4. – С. 658–665. 41. Жирнов Н.И., Василевский А.С. Новый метод построения кривых двухатомных молекул по спектроскопическим данным. V. Потенциальная кривая первого возбужденного состояния молекулы водорода. // Оптика и спектроскопия. – 1971. – Т. 30, вып. 1. – С. 39–42. 42. Жирнов Н.И., Василевский А.С. Применение обобщенного ВКБ-метода к исследованию колебательно-вращательных спектров двухатомных молекул. I. Колебательно-вращательный спектр осциллятора Морзе. // Оптика и спектроскопия. – 1966. – Т. 20, вып. 2. – С. 224–229.

112 43. Жирнов Н.И., Игропуло В.С. О поправках к квазиклассическим фазам рассеяния // Известия вузов СССР. Физика. – 1971, вып. 7. – С. 149–151. 44. Жирнов Н.И., Игропуло В.С. Применение обобщенного ВКБ-метода к оценке параметров низкоэнергетического рассеяния частиц. I // Уч. Записки Ставропольского пединститута. – Ставрополь: СГПИ, 1973. – С. 28–38. 45. Жирнов Н.И., Игропуло В.С. Применение обобщенного ВКБ-метода к оценке параметров низкоэнергетического рассеяния частиц. II // Уч. Записки Ставропольского пединститута. – Ставрополь: СГПИ, 1973. – С. 39–46. 46. Жирнов Н.И., Кронрод Л.А. Квазиклассические волновые функции осциллятора Морзе и их применение к расчету факторов Франка-Кондона. III. Приближенный расчет факторов Франка-Кондона на ЭВМ. // Оптика и спектроскопия. – 1965. – Т. 19, вып. 6. – С. 871–873. 47. Жирнов Н.И., Нурлыгаянов Ф.Б. Обобщенный ВКБ-метод в трехмерном случае I. // Известия ВУЗов СССР, Физика. – 1975. – Вып. 5. – С. 43–50. 48. Жирнов Н.И., Нурлыгаянов Ф.Б. Обобщенный ВКБ-метод в трехмерном случае II. // Известия ВУЗов СССР, Физика. – 1976. – Вып. 3, С. 123–128. 49. Жирнов Н.И., Нурлыгаянов Ф.Б. Обобщенный ВКБ-метод в трехмерном случае III. // Известия ВУЗов СССР, Физика. – 1976. – Вып. 3, С. 128–134. 50. Жирнов Н.И., Нурлыгаянов Ф.Б. Обобщенный ВКБ-метод в трехмерном случае IV. // Известия ВУЗов СССР, Физика. – 1976. – Вып. 11, С. 53–60. 51. Жирнов Н.И., Нурлыгаянов Ф.Б. Обобщенный ВКБ-метод в трехмерном случае V. // Известия ВУЗов СССР, Физика. – 1976. – Вып. 12, С. 36–40. 52. Игропуло В.С. Приближение как модель // Материалы Всероссийской научной конференции «Математическое моделирование в научных исследованиях». – Ставрополь: СГУ, 2000. – С. 112–116. 53. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Использование метода эталонных уравнений при решении уравнений гидродинамики. // Понтрягинские чтения – X. Тезисы докладов. – Воронеж, ВГУ, 1999. – С. 115. 54. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Исследование эффекта Марангони в тонком 113 слое жидкости. // Вестник СГУ. – 1997. – Вып. 11. – С. 65–75. 55. Игропуло В.С., Самонов В.Е. О «динамическом методе» исследования поверхностного натяжения магнитных жидкостей. // Проблемы физикоматематических наук: Материалы XLV научно-методической конференции преподавателей и студентов «Университетская наука – региону». – Ставрополь: Изд-во СГУ, 2000. – С. 15–16. 56. Игропуло В.С., Самонов В.Е. О методе аналитического моделирования микромасштабных динамических процессов на поверхности жидкости // Материалы конференции «Теоретические и прикладные проблемы современной физики» – Ставрополь: Изд-во СГУ, 2002. – С. 337–344. 57. Игропуло В.С., Самонов В.Е. О некоторых физических аспектах моделирования нелинейных систем. // Материалы Всероссийской научной конференции «Математическое моделирование в научных исследованиях». – Ставрополь, 2000. – С. 120–125. 58. Игропуло В.С., Самонов В.Е. О процессе роста колец Марангони в жидкостях. // Вестник СГУ. – 1999. – Вып. 20. – С. 118–130. 59. Игропуло В.С., Самонов В.Е. О системе «относительных» координат в теории колец Марангони. // Проблемы физико-математических наук: Материалы XLIV научно-методической конференции преподавателей и студентов «Университетская наука – региону». – Ставрополь: Изд-во СГУ, 1999. – С. 85 – 86. 60. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Об использовании метода эталонных уравнений для исследования эффекта Марангони в магнитных жидкостях. // Проблемы физико-математических наук: Материалы XLIII научно-методической конференции преподавателей и студентов «Университетская наука – региону». – Ставрополь: Изд-во СГУ, 1998. – С. 49–50. 61. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Об эффекте Марангони в магнитных жидкостях. // Физико-химические и прикладные проблемы магнитных жидкостей: Сб. научных трудов. Ставрополь: Изд-во СГУ, 1997. – С. 117–119.

114 62. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Об эффекте Марангони в магнитных жидкостях. // Современные проблемы механики и прикладной математики: Тезисы докладов школы. – Воронеж, ВГУ, 1998. – С. 130. 63. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Обобщение метода эталонных уравнений на векторные задачи. // Обозрение прикладной и промышленной математики. – 2002. – Т. 9, вып. 1. – С.199. 64. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Расчет пондеромоторной силы, действующей на эллиптическое кольцо Марангони со стороны магнитного поля. // Проблемы физико-математических наук: Материалы XLIV научнометодической конференции преподавателей и студентов «Университетская наука – региону». – Ставрополь: Изд-во СГУ, 1999. – С. 87–90. 65. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Решение задачи роста колец Марангони в магнитных жидкостях на основе метода эталонных уравнений // Математическое моделирование в естественных и гуманитарных науках. Тезисы докладов – Воронеж, 2000. – С. 99. 66. Игропуло В.С., Самонов В.Е. Теоретическое исследование роста колец Марангони в магнитных жидкостях. // Вестник СГУ. – 2001. – вып. 28. – С. 28– 36. 67. Калоджеро Ф. Метод фазовых функций в теории потенциального рассеяния. – М.: Мир, 1972. – 292 с. 68. Каплан Л.Г. Локальные процессы в жидкой среде и атмосфере. – Ставрополь: АО «АСОК», 1993. – 242 с. 69. Корн Г., Корн Т. Справочник по математике для научных работников и инженеров. – М.: Наука, 1984. – 831 с. 70. Кочин Н.Е., Кибель И.А., Розе Н.В. Теоретическая гидромеханика. Ч. 2. – М.: Физматгиз, 1963. – 727 с. 71. Коша А. Вариационное исчисление. – М.: Высшая школа, 1983. – 279 с. 72. Кренкель Р.А., Куркбарт С.М., Перейра Дж.Г., Манна М.А. Система уравнений типа Буссинеска в системе Бенарда-Марангони. // Теоретическая и ма 115 тематическая физика. – 1994. – Т. 99, № 3. – С. 419–427. 73. Курош А.Г. Курс высшей алгебры. –М.: Наука, 1975.– 431 с. 74. Курьянов А.И., Ларичева В.В. Об асимптотическом решении линейной дифференциальной системы второго порядка. // Проблемы прикладной математики и механики / сб. статей под. ред. Н.Н. Боголюбова. – М.: Наука, 1971. – С. 86–97. 75. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т. 3. Квантовая механика. Нерелятивистская теория. – М.: Наука, 1974. – 752 с. 76. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т. 6: Гидродинамика. – М.: Наука, 1973. – 733 с. 77. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т. 8.: Электродинамика сплошных сред. – М.: Наука, 1982. – 623 с. 78. Левич В.Г. Физико-химическая гидродинамика. – М.: Физматгиз, 1959. – 699 с. 79. Линде Х., Шварц П., Вильке Х. Диссипативные структуры и нелинейная кинетика неустойчивости Марангони. // Гидродинамика межфазных поверхностей. / Пер. с англ.- М.: Мир, 1984. – С. 79–116. 80. Лойцянский Л.Г. Механика жидкости и газа. – М.: Наука, 1977. – 848 с. 81. Марков Г.Т., Васильев Е.Н. Математические методы прикладной электродинамики. – М.: Советское радио, 1970. – 120 с. 82. Мартинсон Л.К., Малов Ю.И. Дифференциальные уравнения математической физики. – М.: Изд-во МГТУ им. Н.Э.Баумана, 2002. – 367 с. 83. Маслов В.П. Асимптотические методы и теория возмущений. – М.: Наука, 1988. – 308 с. 84. Маслов В.П. Асимптотические методы решения псевдодифференциальных уравнений. – М.: Наука, 1987. – 408 с. 85. Маслов В.П. Квазиклассическое приближение для уравнений квантовой механики. – М.: Наука, 1976. – 296 с. 86. Маслов В.П. Комплексный метод ВКБ в нелинейных уравнениях. – М.: Нау 116 ка, 1977. – 384 с. 87. Маслов В.П. Операторные методы. – М.: Наука, 1973. – 543 с. 88. Маслов В.П., Данилов В.Г., Волосов К.А. Математическое моделирование процессов тепломассопереноса. Эволюция диссипативных структур. – М., Наука, 1987. – 352 с. 89. Маслов В.П., Мосолов П.П. Уравнения одномерного баротропного газа. – М.: Наука, 1990.– 216 с. 90. Несис Е.И. Методы математической физики. – М.: Просвещение, 1977. – 199 с. 91. Никитин Л.В., Тулинов А.А. Исследование магнитооптических и оптических свойств поверхностной области магнитной жидкости. // III Всесоюзное совещание по физике магнитных жидкостей. Сб. научных трудов. – Ставрополь, 1986. – С. 81–82. 92. Никитин Л.В., Тулинов А.А. Магнитооптические свойства приповерхностного слоя феррожидкости. // Статические и динамические свойства магнитных жидкостей. Сб. научных трудов. – Свердловск: УНЦ АН СССР, 1987. – С. 9–11. 93. Носов В.Р. Метод эталонных уравнений в теории некоторых классов динамических систем. // Автоматика и телемеханика. – 1999, № 2. – С. 19–32. 94. Петрашень М.И. О полуклассических методах решения волнового уравнения. // Уч. Записки ЛГУ. Серия физ. – 1949. – Вып. 7. – С. 59–78. 95. Понтрягин Л.С. Обыкновенные дифференциальные уравнения. – М.: Наука, 1970. – 331 с. 96. Порубов А.В. Нелинейные волны на свободной поверхности тонкого слоя вязкой жидкости. // Препринт. – АН СССР. Физ-техн. ин-т, 1991. – № 1502. – 28 с. 97. Садовничий В.А. Теория операторов. – М.: Высшая школа, 1999. – 368 с. 98. Самонов В.Е. Апробация обобщенного метода эталонных уравнений на решение гидродинамических задач // Проблемы физико-математических наук:

117 Материалы XLVIII научно-методической конференции преподавателей и студентов «Университетская наука – региону». – Ставрополь: Изд-во СГУ, 2003. – С. 23–26. 99. Самонов В.Е. Об одном приеме решения задач теоретической физики // Труды IV научной конференций молодых ученых и специалистов. – Дубна: Издво ОИЯИ, 2000. – С. 192–194. 100. Свешников А.Г., Боголюбов А.Н., Кравцов В.В. Лекции по математической физике. – М.: Издательство МГУ, 1993. – 351 с. 101. Седов Л.И. Механика сплошной среды. т. 1. – М.: Наука, 1983. – 528 с. 102. Славянов С.Ю. Асимптотика решений одномерного уравнения Шредингера / под. ред. проф. В.С. Булдырева. – Л.: Изд-во ЛГУ, 1991. – 256 с. 103. Смайт В. Электростатика и электродинамика. – М.: Изд-во иностр. литературы, 1954. – 604 с. 104. Тамм И.Е. Основы теории электричества. – М.: Наука, 1976. – 616 с. 105. Тихонов А.Н. Математическая модель // Математическая энциклопедия. / Под. Ред. И.М. Виноградова, т. 3. – М.: Советская энциклопедия, 1982. – С. 574. 106. Федорюк М.В. Асимптотические методы для линейных дифференциальных уравнений. – М.: Наука, 1983. – 352 с. 107. Фертман В.Е. Магнитные жидкости: Справочное пособие. – Минск: Вышэйшая школа, 1988. – 184 с. 108. Фрёман Н., Фрёман П.У. ВКБ-приближение. – М.: Мир, 1967. – 168 с. 109. Чеканов В.В. Магнетизм малых частиц и их взаимодействие в коллоидных ферромагнетиках. // Дис.... докт. физ-мат. наук. – Ставрополь, 1985. – 362 с. 110. Чеканов В.В. Об измерении давления в феррожидкости. // Магнитная гидродинамика. – 1977. – т. 13, № 4. – С. 16–20. 111. Эрдейи А. Асимптотические разложения. – М.: Физматгиз, 1962. – 127 с. 112. Agble D., Mendes-Tatsis M.A. The effect of surfactants on interfacial mass 118 transfer in binary liquid-liquid systems // International Journal of Heat and Mass Transfer. – 2000. – Vol. 43, is. 6. – P. 1025–1034. 113. Ahmed S., Carey V.P. Effects of gravity on the boiling of binary fluid mixtures // International Journal of Heat and Mass Transfer. – 1998. – Vol. 41, is. 16. – P. 2469–2483. 114. Bau H.H. Control of Marangoni-Benard convection // Int. J. Heat Mass Trans. – 1999. – Vol. 42, is. 7. – P. 1327–1341. 115. Bertozzi A.L., Munch A., Shearer M. Undercompressive shocks in thin film flows. // Physica D. – 1999. – Vol. 134, is. 4. – P. 431–464. 116. Bestehorn M. Square patterns in Benard–Marangoni convection. // Phys. Rev. Lett. – 1996. – Vol. 76, is. 1. – P. 46–49. 117. Boos W., Thess A. Cascade of structures in long-wavelength Marangoni instability. // Physics of Fluids. – 1999. – Vol. 11, is. 6. – P. 1484–1494. 118. Burelbach J.P., Bankoff S.G., Davis S.H. Steady thermocapillary flows of thin liquid layers. II. Experiment. – Phys. Fluids. A. – 1990. – Vol. 2, is. 3. – P. 322– 323. 119. Cebers A. Physical properties and models of magnetic fluids. 1. // Магнитная гидродинамика. – 1991. – Т. 27, № 4. – С. 25–39. 120. Cebers A. Physical properties and models of magnetic fluids. 2. // Магнитная гидродинамика. – 1992. – Т. 28, № 1. – С. 27–38. 121. Chang F.-P., Chiang K.-T. Oscillatory instability analysis of BenardMarangoni convection in a rotating fluid under a uniform magnetic field. // International Journal of Heat and Mass Transfer. – 1998. – Vol. 41, is. 17. – P. 2667– 2675. 122. Chen C.F., Su T.F. Effect of surface tension on the onset of convection in a double-diffusive layer // Physics of Fluids A. – 1992. –Vol. 4, is. 11. – P. 2360– 2367. 123. Danov K.D., Paunov V.N., Stoyanov S.D., Alleborn N., Raszillier H., Durst D. Stability of evaporating two-layered liquid film in the presence of surfactant II.

119 Linear analysis. // Chem. Eng. Sci. – 1998. – Vol. 53. – P. 2823–2837. 124. de Souza E.R., Gallez D. Pattern formation in thin liquid films with insoluble surfactants // Physics of Fluids. – 1998. – Vol. 10, is. 8. – P. 1804–1814. 125. Duffy B.R., Wilson S.K. A third-order differential arising in thin-film flows and relevant to Tanner's law // Appl. Math. Lett. – 1997. – Vol. 10, No. 3. – P. 63– 68. 126. Durst F., Danov K.D., Paunov V.N., Alleborn N., Raszillier H. Stability of evaporating two-layered liquid film in the presence of surfactant I. The equations of lubrication approximation. // Chem. Eng. Sci. – 1998. – Vol. 53, is. 15. – P. 2809–2822. 127. Durst F., Danov K.D., Paunov V.N., Alleborn N., Raszillier H. Stability of evaporating two-layered liquid film in the presence of surfactant III. Non-linear stability analysis. // Chem. Eng. Sci. – 1998. – Vol. 53, is. 15. – P. 2839–2857. 128. Dussaud A. D., Troian S. M., Harris S.R. Fluorescence visualization of a convective instability which modulates the spreading of volatile surface films. // Physics of Fluids. – 1998. – Vol. 10, is. 7. – P. 1588–1596. 129. Floarea O., Guzun-Stoica A., Kurzeluk M. Experimental study of Marangoni effect in a liquid-liquid system // Chemical Engineering Science. – 2000. – Vol. 55, is. 18. – P. 3813–3816. 130. Garazo A.N., Velarde M.G. Dissipative Korteweg–de Vries description of Marangoni-Benard oscillatory convection. // Physics of Fluids A. – 1991. – Vol. 3, is. 10. – P. 2295–2300. 131. Gershuni G.Z., Nepomnyashchy A.A.. Velarde M.G. On dynamic excitation of Marangoni instability. // Physics of Fluids A. –1992. – Vol. 4, is. 11. – P. 2394– 2398. 132. Hannaoui M., Lebon G. Weakly non-linear Marangoni instability in the presence of a magnetic field // International Journal of Heat and Mass Transfer. – 1998. – Vol. 41, is. 10. – P. 1327–1337. 133. Hashim I., Wilson S.K. The onset of Benard–Marangoni convection in a hori 120 zontal layer of fluid // International Journal of Engineering Science. – 1999. – Vol. 37, is. 5. – P. 643–662. 134. Hooper A.P, Grimshaw R. Nonlinear instability at the interface between two viscous fluids. // Phys. Fluids – 1985. – Vol. 28, is. 1. – P. 37–45. 135. Igropoulo V., Samonov V. Some features of the Marangoni rings growth in ferrofluids // Magnetohydrodynamics. – 2002. – Vol. 38, № 3. – P. 293–300. 136. Igropoulo V., Samonov V. The dynamical methods of measurement of ferrofluid’s surface tension. // 9th International conference on Magnetic Fluids – Bremen, 23rd – 27th July, 2001. 137. Igropulo V.S., Samonov V.E. About «Marangoni rings» in a magnetic fluids. // Eighth international conference on Magnetic Fluids. June 29 – July 3, 1998, Timisoara, Romania: Abstracts. – P. 357–358. 138. Igropulo V.S., Samonov V.E. About movement of a liquid at formation of a Marangoni ring in magnetic suspension. // The 8-th international Plyos conference on magnetic fluids: Abstracts. – P. 72–73. Игропуло В.С., Самонов В.Е. О движении жидкости при образовании кольца Марангони в магнитных суспензиях // 8-я Международная Плесская конференция по магнитным жидкостям: Сборник научных трудов. – Иваново, 1998. – С. 145–146. 139. Igropulo V.S., Samonov V.E. Theoretical research of dynamics of growth of Marangoni rings. // Зимняя школа по механике сплошных сред (двенадцатая). Тезисы докладов. Екатеринбург: УрО РАН, 1999. – С. 28. 140. Jensen O.E., Grotberg J.B. The spreading of heat or soluble surfactant along a thin liquid film. // Physics of Fluids A. –1993. – Vol. 5, is. 1. – P. 58–68. 141. Jie W., Yu S.-T., Jiang B.-N., Duh J.C. Three-dimensional simulations of Marangoni-Benard convection in small containers by the least-squares finite element method. // Computer Methods in Applied Mechanics and Engineering. –1998. – Vol. 160, is. 1–2. – P. 71–88. 142. Kalikmanov V.I. A statistical theory of surface tension of magnetic fluids. // 121 Europhys. Lett. – 1990. – Vol. 13, № 8. – P. 745–750. 143. Kalikmanov V.I. Statistical thermodynamics of ferrofluids. // Phisica A. – 1992. – Vol. 183, № 1–2.– P. 25–50. 144. Kraenkel R.A., Pereira J.G., Manna M.A. Nonlinear surface-wave excitations in the Benard-Marangoni system // Phys. Rev. A. – 1992. – Vol. 46, is. 8. – P. 4786–4790. 145. Lan C.W., Chian J.H. Three-dimensional simulation of Marangoni flow and interfaces in floating-zone silicon crystal growth. // Journal of Crystal Growth. – 2001. – Vol. 230. – P. 172–180. 146. Lappa M., Savino R., Monti R., Three-dimensional numerical simulation of Marangoni instabilities in non-cylindrical liquid bridges in microgravity // International Journal of Heat and Mass Transfer. – 2001. – Vol. 44, is. 10. – P.1983– 2003. 147. Matar O.K., Craster R.V. Models for Marangoni drying. // Physics of Fluids – 2001. – Vol. 13, is. 7. – P. 1869–1883. 148. Miller S.C., Good R.H. A WKB-type approximation to the Schrodinger equation. // Physical Review – 1953. – Vol. 91, is. 1. – P. 174–179. 149. Nakamura S., Hibiya T., Kakimoto K., Imaishi N., Nishizawa S.-I., Hirata A., Mukai K., Yoda S.-i., Morita T.S. Temperature fluctuations of the Marangoni flow in a liquid bridge of molten silicon under microgravity on board the TR-IA-4 rocket // Journal of Crystal Growth. – 1998. – Vol. 186, is. 1–2. – P. 85–94. 150. Nakamura T., Takasu T., Itou H., Toguri J.M. Observation and calculation of Marangoni convection induced thermally in a molten salt // Canadian Metallurgical Quarterly. – 1998 – Vol. 37, is. 3–4. – P. 285–292. 151. Nield D.A. Surface tension and buoyancy effects in cellular convection. // Journal of Fluid Mechanics. – 1964. – Vol. 19. – P. 341–352. 152. Ogawa K., Longtin J.P., Jikata K.H. Laser-induced surface-tension-driven flows in liquids // International Journal of Heat and Mass Transfer. – 1999. – Vol. 42, is. 1. – P. 85–93.

122 153. Okhotsimskii A., Hozawa M. Schlieren visualization of natural convection in binary gas-liquid systems // Chemical Engineering Science. – 1998. – Vol. 53, is. 14. – P. 2547–2573. 154. Pearson J.R.A. On convection cells induced by surface Tension // Journal of Fluid Mechanics. – 1958. – Vol. 21. – P. 489–500. 155. Perez-Garcia C., Carneiro G. Linear stability analysis of Benard–Marangoni convection in fluids with a deformable free surface. // Physics of Fluids A. – 1991. – Vol. 3, is. 2. – P. 292–298. 156. Saghir M.Z., Hennenberg M., Islam M.R. Double diffusive and Marangoni convection in a multi-cavity system // International Journal of Heat and Mass Transfer. – 1998. – Vol. 41, is. 14. – P. 2157–2174. 157. Samonov V.E. About dynamics of process of formation and growth of Marangoni rings in magnetic fluid. // The 8-th international Plyos conference on magnetic fluids: Abstracts. – P. 70–71. Самонов В.Е. О динамике процесса образования и роста колец Марангони в магнитных жидкостях // 8-я Международная Плесская конференция по магнитным жидкостям: Сборник научных трудов. – Иваново, 1998. – С. 142– 144. 158. Sterling C.V., Scriven L.E. Interfacial turbulence: Hydrodynamic instability and the Marangoni effect. // A.I.Ch.E.J.. – 1959. – Vol.5. – P. 514–523. 159. Takashima M. Thermal instability of fluid layer bounded below by a solid layer of finite conductivity. // Journal of the Physics Society of Japan. – 1971. – Vol. 31. – P. 283–292. 160. Takashima M. Surface tension driven instability in a horizontal liquid layer with a deformable free surface II. Overstability // Journal of the Physics Society of Japan – 1981. – vol. 50. – P. 2751–2756. 161. Tan M.J., Bankoff S.G., Davis S.H. Steady thermocapillary flows of thin liquid layers. I. Theory. // Phys. Fluids. A. – 1990. – Vol. 2, is. 3. – P. 313–321. 162. Thess A., Boos W. A model for Marangoni drying. // Physics of Fluids. –1999.

123 Vol. 11, is. 12. – P. 3852–3855. 163. Thess A., Zikanov O., Wolke K., Boos W. A model for thermal Marangoni drying // Journal of Engineering Mathematics. – 2001. – Vol. 40, is. 3. – P. 249– 267. 164. Tomita H., Abe K. Numerical simulation of pattern formation in the BenardMarangoni convection // Physics of Fluids. –2000. – Vol. 12, is. 6. P. 1389–1400. 165. Tsekov R., Radoev B. Surface forces and dynamic effects in thin liquid films on solid interfaces // Int. J. Miner. Process. – 1999. – Vol. 56, is. 1–4. – P. 61–74. 166. Vidal A., Acrivos A. Nature of the neutral state in surface tension driven convection. // Physics of Fluids – 1966. – Vol. 9. – P. 615–616. 167. Wang M., Ming N. In situ observation of surface-tension-induced oscillation of aqueous solution film in needlelike crystal growth. // Physical Review A. 1991. – Vol. 44, is. 12. – P. R7898–R7901. 168. Weidman P.D., Linde H., Velarde M.G. Evidence for solitary wave behavior in Marangoni–Benard convection. // Physics of Fluids A. – 1992 – Vol. 4, is. 5. – P. 921–926. 169. Zeitounyan R.Kh. The Benard-Marangoni thermocapillary-instability problem. // Physics Uspekhi. – 1998. – Vol. 41, is. 3. – P. 241–267. 170. Zuev A. L. Experimental studies of concentrational Marangoni effect in thin liquid layers. // Зимняя школа по механике сплошных сред (двенадцатая). Тезисы докладов. Екатеринбург: УрО РАН, 1999. – С. 59.

Приложение 1 О возможности разработки «динамических методов» определения коэффициента поверхностного натяжения магнитной жидкости Поверхностное натяжение оказывает весьма существенное влияние на множество процессов, протекающих в магнитных жидкостях [22]. Однако, к настоящему времени не существует однозначного представления о зависимости этой величины от концентрации дисперсной фазы, напряженности внешнего магнитного поля и прочих параметров. Традиционные методы, успешно использующиеся для измерения коэффициента поверхностного натяжения обычных жидкостей, такие как метод висячей капли, метод отрыва кольца и т.д. позволяют измерить поверхностное натяжение феррожидкости только при отсутствии внешнего магнитного поля, когда распределение твердой фазы в объеме жидкости и в поверхностном слое однородно и изотропно. При наложении магнитного поля погрешность статических, как отмечалось в [18], методов достигает 50 %! По мнению ряда специалистов, весьма перспективным в этом отношении может стать использование, так называемых, динамических методов измерения поверхностного натяжения, в основе которых лежит теоретическое исследование процессов и явлений (а не состояний), характер протекания которых определяется поверхностным натяжением. Сопоставляя полученные на основе такого исследования результаты с экспериментом, можно сделать вывод о величине поверхностного натяжения в магнитной жидкости. Вообще говоря, возможны две концепции разработки динамических методов. Первая из них основывается на теоретическом анализе особенностей протекания поверхностного явления в магнитной жидкости с учетом различных представлений о зависимости поверхностного натяжения от напряженности магнитного поля (и других факторов) и дальнейшем сравнении полученных 125 данных с экспериментом. Второй путь основывается на решении обратной задачи определения поверхностного натяжения магнитной жидкости после проведения эксперимента. Оба указанных подхода имеют существенные недостатки. Первый подход, вообще говоря, не позволяет непосредственно определить значение коэффициента поверхностного натяжения, а только дает возможность проверить истинность существующих теоретических концепций. Во втором случае анализ затрудняется сложностью и неоднозначностью решения обратной задачи на основе полученных экспериментальных данных. В связи с этим предлагается объединить эти подходы в единый метод, состоящий из двух этапов. На первом из них строится теория поверхностного эффекта и после экспериментальной проверки ее выводов формулируются общие представления о зависимости поверхностного натяжения магнитной жидкости от внешнего магнитного поля (имеет ли, например, поверхностное натяжение анизотропный характер или нет и т.д.). Это позволяет конкретизировать теоретическую модель и упростить решение обратной задачи на втором этапе. Необходимым условием успешного использования предложенного метода является выбор поверхностного явления, исследование которого будет положено в основу динамического метода. Предлагаются следующие критерии выбора поверхностного явления:

1. Построение на первом этапе теории поверхностных явлений в магнитной жидкости не должно быть связано с анализом природы поверхностного натяжения. В противном случае одной из моделей заведомо будет отдаваться предпочтение, что может привести к неверным выводам.

2. Результат влияния этого эффекта на поведение магнитной жидкости должен достаточно просто измеряться экспериментально. Это условие вызвано необходимостью уменьшения погрешность прямых измерений, поскольку она неизбежно возрастет при вычислениях.

3. В результате такого процесса должны образовываться, по крайней мере, 126 двумерные структуры, что позволило бы исследовать возможность анизотропии поверхностного натяжения в магнитном поле.

4. Особенности поведения феррожидкости, вызванные влиянием данного эф фекта должны определяться, в первую очередь, ее поверхностным натяжением, а влияние других процессов должно быть мало. Результаты анализа ряда явлений на поверхности жидкости приведены в таблице. Здесь знак «+» соответствует утверждению, что явление полностью удовлетворяет указанному требованию, «±» – частично удовлетворяет, «–» – явление не удовлетворяет указанному условию. Поверхностное явление Поверхностные волны Термокапиллярная конвекция Неустойчивость Кельвина-Гельмгольца Неустойчивость Рэлея-Тейлора Ячейки Хеле-Шоу Эффект Марангони для двух полубесконечных жидкостей Эффект Марангони в тонком слое жидкости Требование 1 2 3 + – + + + + + + ± + + + ± + + ± ± ± + + + + + – – – ± + Как видно из таблицы, одним из наиболее перспективных с точки зрения использования в качестве основы для построения динамического метода исследования поверхностного натяжения магнитной жидкости наряду с поверхностными волнами является эффект Марангони в тонком слое жидкости (движение тонкого слоя жидкости под действием поверхностных сил). Это делает очень важным теоретическое исследование этого эффекта.

Приложение 2 Некоторые классические задачи движения жидкости Рассмотрим более подробно ряд классических задач, используемых в главе II для апробации модифицированного метода эталонных уравнений. Движение жидкости между двумя параллельными плоскостями. Рассмотрим течение между двумя параллельными плоскостями z = a1 и z = a2 ( a2 > a1 ) [70], при котором нижняя плоскость движется вдоль оси Ox со скоростью u, а внешние силы отсутствуют (рис. 18). Очевидно, движение жидкости в данном случае также Рис. происходит вдоль оси Ox.

Уравнения Навье-Стокса (1.1) и неразрывности (1.2) при сделанных допущениях принимают соответственно вид:

2v 2v p = 2x + 2x x z y, p = 0, y p = 0, z (П2.1) (П2.2) vx = 0, x На систему (П2.1)–(П2.2) накладываются следующие граничные условия для скорости:

vx z = a =u, vx z = a = 0.

(П2.3) Из (П2.2) следует, что vx может зависеть только от y и z. Давление p, согласно (П2.1), зависит только от x. Таким образом, первое уравнение системы (П2.1) может быть представлено в виде системы:

p = const, x 2 vx 2 vx + 2 = const. y 2 z 128 Поскольку движение жидкости вызывается только движением нижней плоскости вдоль Ox, в силу симметрии системы, получим:

p = 0, x 2 vx = 0. z (П2.4) Общее решение уравнения (П2.4) имеет вид vx = Az + B.

Подставляя граничные условия (П2.3), имеем vx = u a2 z a2 a или, после преобразования, vx = u a2 z 1 1 a2 a1 z a2.

(П2.5) Движение жидкости между коаксиальными цилиндрами (рис. 19). Рассмотрим линейное течение между двумя коаксиальными цилиндрами [70, 76, 80] радиусами a1 и a2 ( a2 > a1 ), при котором внутренний цилиндр вращается относительно внешнего со скоростью (течение Куэтта). В Рис. силу симметрии системы r v = {0, v ( r ), 0}. Тогда уравнение Навье Стокса (1.1) принимает вид:

2 p v =, r r 2 1 p v 1 v v = +, r r 2 r r r p = 0, z ( П2.6) а граничные условия – v r = a = a1, v r = a = 0.

(П2.7) Учитывая соотношение p = 0, также следующее из симметрии системы, запишем второе уравнение системы (П2.6) в виде:

2 v r 2 1 v v =0. r r r + (П2.8) Выражение (П2.8) представляет собой уравнение Эйлера, общее решение которого имеет вид v = Ar + B. r Подстановка условий (П2.8) дает v = 2 a12 a2 2 a2 a 1 1 2 2 r. a2 r (П2.9) Движение жидкости между концентрическими сферами. Рассмотрим линейное движение жидкости между двумя концентрическими сферами радиусов a1 и a2 ( a2 > a1 ). Внутренняя сфера вращается вокруг внешней со скоростью, а ось вращения совпадает с осью z [70, 76]. Из симметрии системы следует, что скорость жидкости имеет вид: v = {0, 0, v ( r, )}, что позволяет записать (1.1) в виде:

p = 0, r p = 0, r 2 2 v 1 1 p v 2 v 1 v ctg v = + +2 +2 2 2. (П2.10) r sin r 2 r r r 2 r r sin Поскольку, p = 0, т.е. нет никакой силы, заставляющей жидкость вращаться между сферами помимо силы вязкого трения, (П2.10) принимает вид:

2 v 2 v 2 v 1 v ctg v + +2 +2 2 2 = 0, r 2 r r r 2 r r sin (П2.11) на которое следует наложить условия:

v r = a = a1 sin, v r = R = 0.

(П2.12) Из (П2.12) следует предположение о поиске решения (П2.11) в форме v ( r, ) = R ( r ) sin, (П2.13) что приводит к обыкновенному уравнению Эйлера для R ( r ) d 2 R 2 dR 2 R + = 0. dr 2 r dr r (П2.14) Общее решение (П2.14) имеет вид R ( r ) = Ar + B. r Подставляя последнее выражение в (П2.13) и учитывая граничные условия (П2.12), имеем v = 3 a13 a2 1 1 3 r sin. 3 3 3 a2 a1 r a (П2.15) Приложение 3 Влияние магнитного поля на движение тонкого слоя магнитной жидкости Выполним качественный анализ влияния внешнего однородного горизонтального магнитного поля H 0 на движение тонкого слоя магнитной жидкости под действием поверхностных сил. Указанная проблема имеет самостоятельное научное значение, поскольку результаты ее исследования могут быть положены в основу разработки динамических методов определения поверхностного натяжения магнитной жидкости (более подробно см. Приложение 1). В основе гидродинамики магнитных жидкостей лежит модель магнитной жидкости [10, 107, 119, 120] как однородной однокомпонентной среды. При этом предполагается, что возможное изменение внутренней структуры магнитной суспензии (объединение частиц в цепочечные и иные агрегаты, перераспределение частиц в объеме феррожидкости и т.п.) либо совсем не влияет на ее движение, либо оказывает ничтожно малое влияние. В дальнейшем будем придерживаться таких же модельных представлений о структуре магнитной жидкости. Очевидно, в отсутствии внешнего магнитного поля движение магнитной жидкости имеет тот же характер, что и исследованное в главе III движение обычной жидкости под действием поверхностных сил. Ограничимся анализом случая, когда поверхностно-активное вещество не является магнитной жидкостью. Тогда магнитное поле, по всей видимости, оказывает непосредственное влияние только на движение подложки посредством следующих основных факторов: зависимости вязкости и реологических свойств магнитной жидкости [10, 12, 16, 107, 119, 120] от напряженности внешнего магнитного поля;

зависимости поверхностного натяжения магнитной жидкости от магнитного r 132 поля [18, 19, 24, 91, 92, 142,143];

возможная анизотропия поверхностного натяжения магнитной жидкости [18, 19];

возникновение в магнитной жидкости объемных пондеромоторных сил [104, 109]. Рассмотрим, к каким особенностям движения магнитной жидкости приводит влияние указанных процессов при различных значениях напряженности внешнего магнитного поля и концентрации твердой фазы магнитной жидкости. Для этого оценим степень относительного изменения значений перечисленных факторов в зависимости от внешнего поля и влияние данного изменения на характер движения жидкости. Выполним анализ зависимости от напряженности магнитного поля вязкости магнитной жидкости. Данная зависимость объясняется ориентацией магнитных моментов частиц твердой фазы вдоль поля, сопровождаемой поворотом частиц в процессе движения жидкости [107] (вращательная вязкость). Этот механизм приводит к увеличению эффективной вязкости магнитной жидкости. Достаточно сильное поле жестко ориентирует частицу, препятствуя ей вращаться вместе с потоком, что приводит к насыщению вращательной вязкости. Для количественной оценки вклада вращательной вязкости в общую вязкость магнитной жидкости воспользуемся результатами, полученными Ю.Д. Варламовым [12] и В.Г. Гилевым [16]. Согласно [12], зависимость вязкости магнитной жидкости от напряженности магнитного поля и концентрации твердой фазы следующая:

H = 0 f1 ( ) + 1,5h F ( ) sin 2. r (П3.1) r r Здесь 0 – вязкость жидкости-носителя, – угол между и H ( – угловая скорость жидкости), h – так называемая, гидродинамическая концентрация [107]. Известные функции f1 ( ) и F ( ) зависят соответственно от концентрации твердой фазы и параметра = µ 0 mH, характеризующего степень упоряkT 133 дочения магнитных моментов частиц в магнитном поле. ( µ0 – магнитная постоянная, m – магнитный момент частицы, k – постоянная Больцмана, T – температура). Первое слагаемое в (П3.1) характеризует изменение вязкости магнитной жидкости с ростом концентрации частиц твердой фазы и не зависит от напряженности магнитного поля, а второе – вращательную вязкость. Несколько иные результаты приведены в [16]. В.Г. Гилевым экспериментально показано, что зависимость вязкости магнитной жидкости от напряженности внешнего поля наилучшим образом описывается соотношением L2 ( ) H = 0 1 + 2,5 + 1,5 F ( ) sin 2. L () (П3.2) Здесь L ( ) = cth 1 – функция Ланжевена, = K aV kT ;

K a – константа магнитной анизотропии феррочастицы, V – объем частиц ферромагнетика. Численный расчет, выполненный на основе (П3.1) и (П3.2), показывает, что с ростом напряженности магнитного поля величина вязкости очень быстро выходит на насыщение, и далее остается неизменной. При малых концентрациях вклад вращательной вязкости в общую вязкость незначителен и составляет порядка 6 % (при = 6,5 % ). С увеличением концентрации феррочастиц относительный вклад вращательной вязкости возрастает и достигает 18 % (при = 20% ).

Таким образом, при исследовании движения концентрированных магнитных жидкостей влияние вращательной вязкости может быть весьма существенным. В этом случае вязкость феррожидкости необходимо считать анизотропной величиной, зависящей от угла между ротором скорости движения жидкости и напряженностью магнитного поля. При концентрациях до 10 % величину вращательной вязкости можно считать незначительной по сравнению с обычной вязкостью магнитной жидкости и не учитывать. Перейдем к рассмотрению зависимости поверхностного натяжения магнитной жидкости от напряженности магнитного поля и влияния этого процесса 134 на характер движения магнитной подложки. В большинстве теоретических работ [24, 91, 92, 142,143] делается вывод, согласно которому магнитное поле либо совсем не изменяет коэффициент поверхностного натяжения, либо изменяет его незначительно. В то же время, в ряде исследований [18, 19], предполагается наличие анизотропии поверхностного натяжения. В частности, согласно [19], имеет место следующая зависимость коэффициента поверхностного натяжения от напряженности магнитного поля 121 2 g = Bn H. 2 (П3.3) Здесь – коэффициент поверхностного натяжения магнитной жидкости в отсутствие поля, и – феноменологические параметры, определяемые экспериментально. Исходя из предположения о справедливости выражения (П3.3), рассмотрим, при каких полях вклад анизотропных членов в поверхностное натяжение феррожидкости будет существенным. Значения параметров и положим, в соответствии с [19], равными = 4 104 см, = 4 104 см (система СГС). Кроме того, оценим величину параметров и, при которых внешнее магнитное поле напряженностью H = 0 1000 А/м будет оказывать существенное влияние на поверхностное натяжение магнитной жидкости и приводить к анизотропии. Для этого воспользуемся следующим приемом. Будем предполагать, что образующееся в результате движения жидкости сухое пятно (рис. 1) имеет форму кругового цилиндра. Его можно рассматривать как воздушную цилиндрическую полость внутри магнитной жидкости, «искажающую» внешнее первоначально однородное магнитное поле. Напряженность результирующего поля вне данной полости, в цилиндрических координатах задается соотношениями [77] A e H r( ) = 1 + 2 H 0 cos, r A (e H ) = 1 2 H 0 sin, r H z( ) = 0.(П3.4) e µ( ) µ( i e) Здесь A = µ +µ (i) ( e) R 2 ;

µ( ) и µ( i e) – соответственно магнитная проницаемость сре ды внутри и вне полости, R – радиус круглого сухого участка. При записи (П3.4) учтено, что поле H 0 горизонтально, а начало отсчета совпадает с направлением H 0. Зависимость относительного вклада анизотропных членов в поверхностное натяжение магнитной жидкости, рассчитанная на границе сухого участка при = 0 и = 2 для параметров = 4 104 см и = 4 104 см на основе соотношения (П3.3), изображена на рис. 20.

r r Рис. 20. Относительное изменение поверхностного натяжения магнитной жидкости вблизи сухого участка. Здесь g1 ( H 0 ) и g 2 ( H 0 ) – значения коэффициента поверхностного натяжения, рассчитанного на границе «ямки» при = 0 и = Из рисунка видно, что с увеличением напряженности магнитного поля коэффициент поверхностного натяжения вдоль поля увеличивается, а поперек – уменьшается. Такое изменение поверхностного натяжения приводит к нарушению круговой симметрии и вытягиванию образующихся в результате такого движения структур вдоль внешнего поля. Таким образом, в сильных магнитных полях ( H ~ 30 50 кА/м ) зависимость коэффициента поверхностного натяжения от напряженности магнитного поля является существенной и приводит к вытягиванию «ямки», образующейся в результате движения жидкости вдоль магнитного поля. В слабых полях (до 1 кА/м) вклад анизотропных членов в поверхностное натяжение может быть существенным только у магнитных жидкостей, для которых параметры и оказываются равными = 4 102 см, = 4 102 см (система СГС).

136 Как отмечалось выше, магнитное поле может влиять на движение магнитной жидкости не только за счет изменения ее вязкости и коэффициента поверхностного натяжения, но и непосредственно за счет возникновения пондеромоторной силы, действующей на жидкость. Согласно [104], сила, действующая на систему, характеризуемую намагниченностью M, равна:

r rr r r r r F = MH = M H + M, rotH. (П3.5) r r Учитывая, что намагниченность имеет вид M = H, а изменение магнитr ( )( ) ной восприимчивости с ростом магнитного поля, согласно [12], составляет менее 4,5 % (в полях напряженностью до 1000 А/м – менее 2 %), перепишем выражение (П3.5) в более удобном для расчетов виде:

r F = H 2.

(П3.6) Векторная диаграмма для пондеромоторной силы, действующей на магнитную жидкость при наличии в последней цилиндрической полости, построенная на основе соотношений (П3.6) и (П3.4), изображена на рис. 13 на стр. 89. Из построенной диаграммы видно, что пондеромоторная сила вытягивает сухое пятно вдоль внешнего магнитного поля. Качественно проанализируем изменение величины пондеромоторной силы, действующей на магнитную подложку, помещенной в сильное магнитное поле. Зависимость магнитной восприимчивости от H в этом случае будет существенной и, как показано в [12], с увеличением напряженности поля магнитная восприимчивость феррожидкости будет уменьшаться, что приведет к уменьшению пондеромоторной силы. Таким образом, основным фактором, влияющим на движение магнитной жидкости умеренной концентрации в магнитных полях до 1 кА/м, является возникающая в пондеромоторная сила, которая вытягивает образующуюся «ямку» структуру вдоль внешнего поля. Остальные факторы в указанном интервале магнитных полей и концентраций существенного влияния на движение жидкости не оказывают, и их можно не учитывать. В случае сильных магнитных по 137 лей (напряженностью более 10 кА/м) существенную роль играет возможная анизотропия поверхностного натяжения, также деформирующая образующуюся структуру вдоль внешнего поля. В концентрированных жидкостях ( 20% ) следует также учитывать анизотропию вязкости.

Приложение 4 Качественный анализ влияния поверхностных и магнитных сил на движение магнитной жидкости На движение магнитной жидкости, рассмотренное в главе IV, существенное влияние оказывает сила поверхностного натяжения f surf и пондеромоторная сила f magn, действующая со стороны внешнего однородного горизонтального магнитного поля. Представляется удобным отдельно рассмотреть случаи, при которых доминирует одна из этих сил. Для этого введем вспомогательный безразмерный параметр Str = f magn f surf, (П5.1) являющийся отношением пондеромоторной силы к силе поверхностного натяжения. Выполним оценку величин, входящих в (П5.1). Сила поверхностного натяжения действует вдоль свободной поверхности и численно равна r f surf = gradp, (П5.2) где p = grad. (В обоих случаях вектор градиента вычисляется вдоль свободной поверхности жидкости.) Градиент поверхностного натяжения, вызванный нанесением ПАВ на свободную поверхность магнитной жидкости, можно приближенно представить в виде grad. b Здесь b – характерный размер системы (радиус «ямки»), – разность коэффициентов поверхностного натяжения подложки и ПАВ. Подстановка полученного выражения в (П5.2) дает следующую оценку силы поверхностного натяжения f surf = gradp. b (П5.3) Объемная сила, действующая на магнитную подложку, определяется выражением (П3.5). Оценка значений величин, входящих в (П3.5), дает f magn µ0 M H. b (П5.4) Здесь M и H соответственно характеризуют изменение намагниченности и напряженности магнитного поля на расстоянии, сравнимом с размерами деформирующейся поверхности жидкости. В случае малых полей (до 1 кА/м) изменение магнитной восприимчивости с ростом напряженности внешнего поля составляет менее 2 % и может не учитываться. Тогда (П5.4) принимает вид 2 r µ 0 ( H ) f magn. b (П5.4а) Подстановка (П5.3) и (П5.4) в (П5.1) дает Str = µ 0 M H b (П5.5) или, в случае малых полей, Str = µ 0 ( H ) b.

(П5.5а) Безразмерный параметр Str является вспомогательным и позволяет в предельных случаях рассматривать эволюцию образующейся в результате движения магнитной жидкости структуры только как увеличение ее площади ( Str << 1 ) или как вытягивание ее вдоль внешнего магнитного поля ( Str >> 1 ). Процессы, имеющие место при Str ~ 1, по всей видимости, являются сильно неравновесными и могут носить характер бифуркаций. Несмотря на то, что значение Str с течением времени изменяется (см. ниже), процессы при Str << 1 и при Str >> 1 происходят последовательно, заметно разделены во времени, что делает возможным самостоятельное исследование каждого из них. Рассмотрим два предельных случая: I.

Str << 1 : сила поверхностного натяжения значительно превосходит понде 140 ромоторную силу. Тогда вначале происходит быстрый рост практически круглой «ямки», что приводит, с одной стороны, к уменьшению сил поверхностного натяжения за счет уменьшения концентрации ПАВ на свободной поверхности, а с другой, – к росту пондеромоторной силы. Эти процессы характеризуются, в соответствии с (П5.5), возрастанием Str и приводят к дальнейшему вытягиванию деформированной области вдоль линий напряженности внешнего магнитного поля. II.

Str >> 1 : пондеромоторная сила значительно превосходит силу поверхно стного натяжения. В этом случае, напротив, вначале происходит быстрое вытягивание «ямки» вдоль внешнего магнитного поля, что приводит к уменьшению пондеромоторной силы, характеризующееся уменьшением Str. В дальнейшем продолжается рост вытянутой структуры со слабо меняющимся эксцентриситетом.

Приложение 5 Решение уравнения для фазовой функции R (, ) Поставим задачу решения уравнения R1 3 R1 1 2 + 2 2 + 2 1 2 2 2 2 + 22 ( R1 ) +2 2 21 a 2 2 = 0. R1 2 R1 2 ( 2 1) 2 1 ( 2 )( 2 1) (П6.1) Вводя обозначение 1 2 + 2 2 + 2 1 2 2 2 f1 ( ) = +2 2 21 a 2 2 2 ( 2 1) 2 1 ( 2 )( 2 1) (П6.2) и используя подстановку R1 = y ( ), имеем y 3 y + 22 y 2 + f1 ( ) = 0. y 2 y (П6.3) Выполним преобразования в уравнении (П6.3). Представляя первое сла2 гаемое (П6.3) в виде y y = ( y y ) + ( y y ), запишем 2 y 1 y 22 + 2 y + f1 ( ) = 0. y 2 y (П6.4) Рассмотрим более подробно второе и третье слагаемые (П6.4). Преобразовывая их к виду 1 y 1 y 22 y 2 = + 2 y i 2 y i 2 y 2 y 2 и подставляя полученное выражение в (П6.4), находим 2 y 1 y + 2 y i + 2 y i + f1 ( ) = 0. y 2 y (П6.5) Вводя обозначение Функции y и f1 ( ) являются вещественными.

y y + 2y i = ( ), перепишем (П6.5) в виде 1 ( ) 2 ( ) + f1 ( ) = 0. (П6.6) Уравнение (П6.6) является известным уравнением Рикатти. Перед непосредственным решением (П6.6), рассмотрим ограничения, накладываемые на ( ). В связи с тем, что в (П6.6) действительные коэффициенты, мнимая часть выражения ( ) 2 ( ) 2 должна обращаться в нуль:

1 Im ( ) Im 2 ( ) = 0. (П6.7) Из (П6.7) следует Re ( ) ( Im ( ) ) = Im ( ).

(П6.8) Поскольку Im ( ) = 2y, а Re ( ) = y y, требование (П6.8) выполняется автоматически. Далее перейдем к непосредственному решению (П6.6). Выполняя подстановку ( ) = 2 z ( ) z ( ), приходим к линейному дифференциальному уравнению второго порядка z 1 f1 ( ) z = 0. (П6.9) Для решения (П6.9) воспользуемся методом, описанным в [95]. Перейдем от (П6.9) к системе уравнений первого порядка x1 = x2, (П6.10а) (П6.10б) x2 = 1 f1 ( ) x1. Здесь x1 = z, x2 = z. Систему (П6.10) можно переписать в матричном виде X = ( ) X, (П6.11) где x X = 1, x 1 0. () = 1 f1 ( ) 0 143 Уравнение (П6.11) является матричным дифференциальным уравнением первого порядка с разделяющимися переменными. Его решение имеет вид:

X = X 0 exp ( ) d, (П6.12) где X 0 – начальное значение. Выполняя обратное преобразование, находим y= 1 Im ( ), (П6.13) и, окончательно, R1 = 1 ( c 2 + c 2 ) g ( ) cos 2 1 2 ( h1 ( ) 2 c1 sin ) c2 g1 ( ) ( 2h1 ( ) ) 2h1 ( ) 2 sin ( h1 ( ) ).

(П6.14а) Аналогично R2 = 1 ( c 2 + c 2 ) g ( ) cos 2 1 2 2 c2 g 2 ( ) ( h2 ( ) 2 c1 sin ) ( 2h2 ( ) ) 2h2 ( ) 2 sin ( h2 ( ) ).

(П6.14б) Здесь введены следующие обозначения: hi ( ) = gi ( ) (предполагается, что hi ( ) > 0 на всей области определения);

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.