Удельная полная энергия равна сумме удельных внутренних и кинетической энергии . Закон сохранения полной энергии является обобщением первого начала термодинамики для движения сплошных сред и формулируется следующим образом: индивидуальная производная по времени от полной энергии массы среды, содержащейся в движущемся объеме равна сумме мощностей, приложенных к выделенному объему и его поверхности внешних массовых и поверхностных сил и отнесенного к единице времени количества тепловой и немеханических видов энергии, подведенной извне к данной массе. Этот закон выражается в следующей интегральной форме:
где – удельная мощность объемных сил; – удельная мощность поверхностных сил; – удельная, отнесенная к единице массы тепловая и иные немеханические виды мощности подведенные извне.
Третий интеграл в правой части уравнения (3.30) выражается суммой:
где – удельная, отнесенная к единице площади поверхности, тепловая мощность; – удельная мощность объемных немеханических источников энергии.
Для многих случаев течения сплошных сред можно полагать и уравнение (3.30) записывают в виде:
Интегральная форма записи уравнения баланса энергии может быть преобразована к алгебраической. Для этого область течения разбивается на конечное число фиксированных в пространстве малых но конечных контрольных объемов (КО) – . Полагают, что в пределах КО параметры изменяются линейно или экспоненциально по пространственным координатам и времени. Производные заменяются отношением приращения функций к приращениям аргументов, например:
где индексы , , соответствуют моментам времени , , соответственно, , значениям соответствуют неявные схемы, – явная схема. Интегралы заменяются произведениями средних значений по площади или объему на эти площади и объемы:
Тогда уравнения баланса полной энергии (3.32) для каждого контрольного объема записывается в виде:
где – число граней контрольного объема, – номер грани.
Таким образом (3.34) представляет собой уравнение баланса полной энергии в алгебраической форме. Это уравнение может быть использовано при построении ряда вычислительных алгоритмов для расчета течений.
Для получения дифференциального уравнения баланса полной энергии преобразуем левую часть (3.23), используя закон сохранения массы:
Поверхностный интеграл в правой части (3.23) преобразуем в объемный по формуле Остроградкого-Гаусса.
Тогда из (3.23) получим:
Ввиду произвольности можно приравнять подынтегральную функцию в (3.36)
Уравнение (3.37) представляет собой уравнение баланса полной энергии в дифференциальной форме.
Уравнение баланса энергии в интегральной форме может быть получено из первого закона термодинамики
где первое слагаемое в скобках - кинетическая энергия движения жидкости, второе - потенциальная энергия положения, третье -энтальпия жидкости, Дж/кг; Еп - полная энергия в контрольном объеме, Дж; q - тепловой поток через контрольную поверхность, Вт; l S - мощность на преодоление внешних сил, в основном сил трения, Вт; u - скорость потока, м/с; ρ - плотность среды, кг/м 3 ;
х - угол между нормалью и контрольной поверхностью; g - ускорение силы тяжести, м/с 2 ; z - геометрический напор, м; h - удельная энтальпия, Дж/кг;
S - контрольная поверхность; τ - время, с.
Для химических процессов кинетическая и потенциальная энергии, а также мощность на преодоление внешних сил пренебрежимо малы по сравнению с энтальпией, поэтому можно записать
Это уравнение, по сути, является уравнением теплового баланса.
Для простого контрольного объема, ограниченного контрольными поверхностями, перпендикулярными вектору потока жидкости, интегрирование последнего уравнения дает
Первые два слагаемых в этом уравнении получены следующим образом. Если принять плотность постоянной, а соs(х) = ±1, то
Так как то получаем
Если скорость незначительно меняется в обоих сечениях, а поток жидкости стационарен в гидродинамическом отношении, то уравнение баланса тепла можно записать следующим образом:
Если система стационарна и в тепловом отношении, то:
Если в системе не происходит фазовых превращений и химических реакций, то можно от энтальпий перейти к теплоемкостям и тогда
Рассмотрим пример применения уравнений теплового баланса в нестационарных условиях.
Пример 9.1. Два резервуара объемом по 3м 3 каждый заполнены водой при температуре 25 °С. Оба имеют мешалки, обеспечивающие практически полное перемешивание. В определенный момент времени в первый резервуар начинают подавать 9000 кг/ч воды при температуре 90°С. Вода, выходящая из первого резервуара, поступает во второй. Определить температуру воды во втором резервуаре через 0,5ч после начала подачи горячей воды. Резервуары считать теп-
лоизолированными.
Решение: Составим схему тепловых потоков (рис. 9.1) и тепловой баланс для первого резервуара.
Рис.9.1 Схема тепловых потоков к примеру 9.1
При отсутствии теплообмена q = 0 и при условиях W = W 1 = W 2 ; Ср = Ср 1 = Ср 2 ; dЕп = VρС P dТ 1 , уравнение теплового баланса примет вид
WC P (T 0 – T 1)dτ = VρC P dT 1
После интегрирования от 0 до τ и от 25°С до Т 1 , получим
Т 1 = 90 - 65ехр(-3τ)
Составим аналогичным образом тепловой баланс второй емкости
WC P (T 1 – T 2)dτ=VρC P dT 2
откуда 9000(T 1 - Т 2) dτ = 3∙1000 dT 2 или
Получено линейное дифференциальное уравнение первого порядка. Его можно проинтегрировать известным способом аналитически. Тогда имеем
Т 2 = ехр(-3τ)(90 ехр(3τ) - 195τ+ С)
Начальные условия: при τ=0 Т 2 = 25 °С. Произвольная постоянная С = - 65.
Окончательно решение примет вид
Т 2 = 90 - 65 (3τ +1) ехр(-3τ);
T 2 = 90 - 65(3∙0,5 + 1)ехр(-3∙0,5) = 53,74 0 С.
4.1. Уравнение баланса энергии.
Баланс энергии ЭМП является следствием закона сохранения энергии для ЭМП. Выберем произвольный объем, ограниченный поверхностью S, внутри находятся источники ЭМП.
Считаем, что мощность источников нам известна, обозначим ее Р ст (сторонняя). Природа сторонних источников не рассматривается. Выясним, на какие процессы расходуется Р ст:
1) Часть Р ст преобразуется в другие виды энергии (тепло и т.д.). Это мощность Р пот.
2) Внутри V могут
находиться
элементы, которые
запасают энергию.
Для характеристики
этих процессов
вводится понятие
плотности
энергии ЭМП W ЭМ,
удельная мощность
По
всему объему:
Р ЭМ
=
dV (4.1.1.)
Р ЭМ - мощность расходуемая на изменение накопленной внутри объема энергии ЭМП.
3) С ЭМП связаны процессы переноса энергии.
Эта часть Р называют излучаемой Р изл. Для характеристики таких процессов введем понятие плотности энергии переносимой ЭМП через единичную поверхность за единицу времени в перпендикулярном поверхности направлении. Эта величина получила название вектора Пойнтинга П и характеризует количество энергии переносимой через единичную площадку за единицу времени поверхности:
Мощность излучения:
Р изл
=
П
dS (4.1.2.)
В силу закона сохранения энергии имеем:
(4.1.3.)
Р ст
= Р пот
+
(W
/ t)
dV + П
dS - уравнение
баланса энергии.
4.2. Теорема Пойнтинга.
Теорема Пойнтинга устанавливает количественную связь между векторными характеристиками полей и отдельными составляющими баланса энергии ЭМП.
Для установления этой связи воспользуемся уравнениями Максвелла:
H rot E = - 
(4.2.1.)
E rot H = см + пр + ст (4.2.2.)
Вычтем (4.2.2.) из (4.2.1.):
H rot E - E rot H = -
H - см Е
- пр Е
- ст Е (4.2.3.)
(div = b rot a - a rot b) тождество (4.2.4.)
div[ E x H] = - (H
+ 
E)
- пр Е
- ст Е (4.2.5.)
Закон сохранения энергии это интегральное соотношение. Поэтому выполним интегрирование последнего уравнения по объему V:
div dV = -
(H
+ E)
dV -
V v
- пр E dV - ст E dV (4.2.6.)
по теореме Остроградского-Гаусса:
div dV = dS (4.2.7.)
Упростим выражение под знаком объемного интеграла:
H
+ E
= 
( a H)
H +()
( a E)
E =
(4.2.8)
Сравним последнее уравнение с составляющими баланса энергии ЭМП (4.1.2.):
Р ст = ст Е dV знак (-) говорит о том,
v что энергия расходуется.
Р потерь = пр Е dV
W эм
= 
W э
= 
; W м =
П = (4.2.10.)
3
.
Некоторые
примеры.
Для определения направления переноса энергии необходимо определить направления П. В соответствии с правилами векторного произведения направление вектора П, перпендикулярно плоскости векторов Е и Н. Основная энергия, переносимая вдоль линии, распределена вне проводов. Можно показать, что энергия, поступающая внутрь провода в точности равна джоулевым потерям.
Классификация ЭМП
5.1. Статические поля.
5.2. Стационарные поля.
5.3. Квазистационарные поля.
5.4. Относительность свойств реальных сред.
5.5. Быстропеременные поля.
В основе классификации ЭМП лежат 2 критерия:
Зависимость полей от времени.
Соотношение между токами проводимости и смещения.
5.1. Статические поля.
Статические поля не зависят от времени:
=
0 см
= 0
Заряды неподвижные пр = 0.
Уравнения Максвелла:
1. rot H = 0; 2. rot E = 0
3. div B = 0; 4. div D =
B = a H; D = a E (5.1.1.)
В статических полях электрические и магнитные явления проявляют себя независимо. Уравнения Максвелла распадаются на 2 системы:
rot H = 0 rot E = 0
div B =0 div D = (5.1.2.)
В пространстве. Утверждение о существовании электромагнитных волн является непосредственным следствием решения системы уравнений Максвелла. Согласно этой теории следует, что переменное электромагнитное поле распространяется в пространстве в виде волн, фазовая скорость которых равна: где - скорость света в вакууме, - электрическая и магнитная постоянные, - соответственно диэлектрическая...
Поле – 2. Исследованиями установлено, что воздействие ультразвуковых колебаний на исходный порошок через жидкую среду приводит к его некоторому измельчению за счет разрушения агломератов. Сравнение микроструктуры керамики ЦТБС-3М, полученной различными методами, позволяет сделать вывод, что наименьшая пористость наблюдается у образцов, синтезированных из пресс-заготовок, полученных из порошка, ...
Переменного тока проводимости или тока смещения, где длина волны зависит от частоты колебания. Любой электрический ток, согласно электродинамике, всегда замкнут. Поэтому продольные электромагнитные волны всегда замкнуты независимо от того, представляют они переменный электрический ток проводимости или смещения. Продольные электрические возмущения поля имеют продольную ориентацию электрического...
Потока Ф0 ...» Физические величины (справочник). 1991. С.1234. «Собственно говоря, постоянной Планка называется коэффициент пропорциональности...» Квантовая физика. И.Е.Иродов. 2001. С.11. Электромагнитная волна де Бройля, как и фотон, представляет электромагнитный квант, состоящий из кванта электрического потока (заряда) и кванта магнитного потока. Длина волны де Бройля и энергия...
Вернемся к выведенным еще в гл. II уравнениям динамики сплошной среды (29), которые именовались "уравнениями в напряжениях", и заменим в них напряжения по формулам (12) настоящей главы. Тогда получим основную динамическую систему уравнений движения вязкого газа:
Стоящие в левой части системы проекции ускорения должны быть известным уже образом разложены на локальные и конвективные части. Основная сложность системы (14), кроме нелинейности конвективных членов, заключается еще в том, что коэффициент вязкости является функцией температуры а распределение температур, в свою очередь, как это уже известно из динамики идеального газа, зависит от поля давлений и скоростей.
Система (14) может быть записана в компактной векторной форме, если в основное уравнение динамики сплошной среды (36) гл. II подставить выражение тензора напряжений в форме (11). Тогда, вспоминая (§ 17 гл. II), что скалярная функция)
будем иметь:
Система уравнений (14) значительно упрощается в случае изотермического движения несжимаемой жидкости. Вынося в первом уравнении системы за знак производной, получим:
или, замечая, что в силу уравнения несжимаемости последняя скобка в правой части обращается в нуль:
Преобразовав аналогичным образом остальные два уравнения, будем иметь следующую систему уравнений изотермического движения несжимаемой жидкости:
или в векторном виде:
где под символом понимается вектор с проекциями
Используя легко проверяемое непосредственным дифференцированием векторное соотношение
которое в случае несжимаемой жидкости переписывается в виде:
будем иметь еще такую векторную форму того же уравнения (16):
К выведенным динамическим уравнениям присоединяется уравнение сохранения массы (или уравнение неразрывности) (21) гл. II
не зависящее, очевидно, от того, принимается ли в расчет вязкость или нет.
Уравнение баланса энергии (45) той же главы (§ 16) преобразуем в случае наличия вязкости, подставляя в него вместо выражение (9) настоящей главы.
Предварительно находим:
Произведение можно раскрыть, составив проекцию
и заключив по последнему выражению, что
с другой стороны, по известной формуле векторного анализа будем иметь:
Произведем еще к уравнении (45) гл. II замену:
а по (48) гл. II:
Тогда уравнение баланса энергии примет вид:
Но, согласно уравнению (16):
следовательно, после простых приведений получим такую окончательную форму уравнения баланса энергии:
В дальнейшем удовольствуемся рассмотрением преимущественно стациоиарных движений, причем в таких условиях, когда можно пренебречь влиянием объемных сил. В этих предположениях уравнение баланса энергии упростится. Действительно, при стационарном движении
или, вспоминая неоднократно ранее употреблявшуюся формулу векторного анализа
следовательно
Уравнение баланса энергии (17) в сделанных предположениях отсутствия объемных сил и стационарности примет удобный для дальнейших применений вид:
В этом уравнении использовано принятое в § 75 обозначение (5) числа а; число а для совершенных газов будем считать постоянным.
Если к выведенной системе уравнений присоединить уравнение Клапейрона
которое можно переписать в виде
уравнение (3) в форме:
то в результате будем иметь общую систему семи уравнений с семью неизвестными:
Система уравнений движения сжимаемого вязкого газа, таким образом, оказывается замкнутой - число уравнений совпадает с числом неизвестных.
Для решения этой, в общем виде весьма сложной нелинейной системы уравнений в частных производных необходимо еще знать начальные и граничные условия задачи. Укажем, что в своей общей постановке вопрос об условиях существования и единственности решения составленной системы уравнений до сих пор не решен. Соответствующие условия обычно указываются в каждом отдельном случае. Отметим лишь одну характерную физическую особенность движения жидкостей и газов с внутренним трением. При обтекании неподвижного твердого тела вязкой жидкостью обращается в нуль не только нормальная компонента скорости (условие непроницаемости, имеющее место и в идеальной жидкости), но также и касательная компонента (условие "прилипания" жидкости к стенке или отсутствия скольжения жидкости по стенке).
В число граничных условий рассматриваемой задачи входит, таким образом, рапенство нулю скорости жидкости на неподвижной твердой границе или, при движении тела в жидкости, совпадение с соответствующими скоростями точек поверхности тела скорости частиц жидкости, прилегающих к поверхности тела. Это граничное условие долгое время (еще в середине XIX в.) оспаривалось некоторыми исследователями, но в настоящее время подтверждено многочисленными прямыми и косвенными опытами. Оговоримся, однако, что в разреженных
газах условие "прилипания" газа к твердой стенке, не имеет места; в этих условиях наблюдается "скольжение" газа по стенке, которое можно считать пропорциональным производной но нормали к поверхности обтекаемого тела от касательной составляющей скорости. Не приходится и говорить о том, что условие "прилипания" совершенно теряет свою силу в сильно разреженных газах и, вообще, в тех случаях, когда длина свободного пробега молекулы становится велика по сравнению с размерами тела. В этом случае основное значение но сравнению с соударением молекул друг о друга приобретают удары молекул о поверхность тела, и предположение о "прилипании" газа к твердой поверхности теряет всякий смысл. Впрочем, такого рода "движения" газа выходят уже за рамки механики в узком смысле слова и составляют скорее предмет изучения кинетической теории газов. Заметим, что вопросы обтекания тел разреженными газами приобретают в последнее время практическое значение в связи с полетами реактивных снарядов на больших высотах, где разрежение воздуха очень велико.
Граничные условия для температуры могут быть весьма разнообразны. Наиболее часто встречается задание распределения температуры по поверхности обтекаемых тел или на стенках каналов, но которым происходит течение жидкости (газа), а также температуры набегающей жидкости "на бесконечности". В других случаях задается распределение теплоотдачи, т. е. секундного количества тепла, проходящего через единицу площади поверхности. Согласно закону Фурье (4), последнее эквивалентно заданию производной от температуры по направлению нормали к поверхности обтекаемого тела или канала. В такого рода граничных условиях заложено предположение об отсутствии "скачка температур" между обтекаемой стенкой и "прилипающими" частицами жидкости. Эти граничные условия хорошо подтверждаются опытными, исследованиями в жидкостях и неразреженных газах (точнее, при малой величине длины свободного пробега молекул по сравнению с размерами обтекаемых тел или каналов). В случае же разреженных и, особенно, сильно разреженных газов изложенные граничные условия теряют свой смысл. В разреженных газах параллельно со "скольжением" газа образуется "скачок" температур, который, гак же как и скорость скольжения, можно принять пропорциональным температурному градиенту в жидкости вблизи стенки. В сильно разреженных газах само понятие температуры (так же как и скорости) нуждается в некотором уточнении, что и делается в кинетической теории газов.
В число граничных условий входит еще задание давления в какой-нибудь одной точке, обычно вдалеке от обтекаемого тела, во входном сечении канала или др.
Начальные условии фигурируют лишь в нестационарных задачах и представляют собою задание пространственных распределений скоростей и температур в некоторый "начальный" момент времени.
Прежде чем перейти к иллюстрации характерных особенностей решения уравнений движения неидеальной жидкости, остановимся на важном для практики вопросе об условиях подобия двух движений реальной жидкости.
Для вывода уравнения баланса энергии ветровых волн глубокого моря примем, что волна является двумерной, и выделим объем с сечением АBCD, расположенным перпендикулярно направлению распространения волн. Ось Х направим в сторону распространения волны (по ветру -), а ось Z вертикально вверх. Ось Y положим перпендикулярной к плоскости чертежа (рис.13), а расстояние по оси равным единице. Тогда выделенный объем численно будет равен площади сечения ABCD, что позволяет перейти от трехмерной задачи к двухмерной.
Положим, что нижняя граница выделенного объема расположена на глубине, на которой волнение отсутствует. Расстояние ВС, равное dx, будем считать достаточно малым для изменения средних значений элементов волн. Очевидно, что изменение средней волновой энергии в выбранном объеме за единицу времени будет , где dx = BC, а E характеризует среднюю волновую энергию, заключенную в столбе жидкости с единичной площадью основания и высотой, равной высоте выделенного столба. Это же изменение энергии можно подсчитать и другим способом. Через грань АВ слева в единицу времени поступает энергия в количестве Е · v с , где v с -- скорость переноса энергии, равная групповой скорости волн.
Через грань DC энергия уходит в количестве
E · v с +.
Через грань AD в единицу времени поступает энергия от ветра в количестве M p dx + Mdx, где М p - количество энергии, передаваемое ветром за счет нормального давления ветра, отнесенное к единице площади; М - то же за счет касательного напряжения.
Наконец, часть энергии и количестве E · dx рассеивается турбулентной вязкостью и переходит в тепло, E - количество рассеиваемой энергии, отнесенное к единице площади.
Таким образом, полное изменение средней энергии в выделенном объеме в единицу времени
E · v с - + M p dx + Mdx - E · dx= [ - + M p + M - E ]dx.
Приравнивая оба выражения для изменения энергии в единицу времени и сокращая на dx , получим уравнение баланса энергии ветровых волн
- + M p + M - E .
Для установившегося волнения 0 и, следовательно,
= M p + M - E (19)
Количество энергии Е в столбе жидкости с единичным основанием определяется выведенной ранее формулой
где а - амплитуда волны.
Скорость переноса энергии, равная групповой скорости, определяется для коротких волн вышеприведенной формулой, где с - фазовая скорость распространения волн. Уравнение (19) связывает между собой неизвестные элементы волны - высоту h и длину в любой момент времени t со скоростью ветра, продолжительностью его действия и расстоянием, проходимым волной вдоль оси Х и называемым длиной разгона.
Действительно, энергия волны Е, как показывают соотношения и Е з = , связана с высотой волны. Член характеризует изменение энергии во времени, а, следовательно, и изменение высоты волны. Член уравнения определяет перенос энергии в направлении распространения волны и связан с расстоянием, проходимым волной вдоль оси Х (длиной разгона), с групповой скоростью волны с гр, которая определяет скорость переноса волновой энергии, и с высотой волны, с которой связана энергия волны Е. Члены уравнения М р и М определяются не только скоростью действующего ветра, но и зависят от элементов волн. Количество теряемой энергии E, также связано с элементами волны.
Так как уравнение (19) включает две неизвестные величины h и, его решение не может быть осуществлено без дополнительного соотношения, связывающего между собой эти неизвестные. Классические теории дают связь только между длиной волны, ее периодом и скоростью распространения с, а потому не могут быть использованы для установления соотношения между h и. Такие соотношения строятся исходя из тех или иных гипотез с учетом экспериментальных данных.
Решение уравнения баланса энергии оказывается более простым для установившегося волнения, т. е. когда 0.
Однако даже и в этом случае возникают существенные трудности. К ним относятся вопросы физического объяснения механизма передачи энергии от ветра к волне (а, следовательно, и обоснование методов расчета передаваемой мощности), определение потерь на турбулентное трение и, наконец, нахождение второго соотношения для установления связей между высотой и длиной волны.
Одни исследователи отводят основную роль в передаче энергии от ветра к волне касательному напряжению ветра.
Другие исследователи считают, что передача энергии от ветра и волне осуществляется вследствие разности давлений на наветренный и подветренный склоны волны. Этой точки зрения придерживается академик В. В. Шулейкин.
Существенным является вопрос об определении мощности, теряемой вследствие турбулентности, возникающей при волнении.
Не менее сложный при решении уравнения баланса энергии ветровых волн это вопрос об установлении связей между длиной и высотой волны, необходимых для получения второго уравнения.
Большинство авторов решает этот вопрос на основе обработки результатов наблюдений над ветровым волнением. Естественно, при этом получаются различные выводы, так как реальные волны отличаются большим разнообразием и не являются двухмерными. Первое теоретические решение было получено В.В.Шулейкиным, который используя теорему о моменте количества движения к частицам воды, перемещающимся при волнении по орбитам в форме окружности, разработал теорию нарастания длин волн под действием ветра. Это позволило ему найти второе уравнение для связей между длиной и высотой волны.
При установившемся волнении должно существовать равенство между мощностью, передаваемой от ветра к волне и теряемой на турбулентное трение. Такое равенство, по выводам В.В.Шулейкина, наступает тогда, когда скорость волны с достигает 0,82 скорости ветра, т. е. когда
Отношение скорости волны к скорости ветра (=) называют безразмерной скоростью или возрастом волны, поскольку это отношение характеризует стадию развития волн. От начала развития волны до = 1 они находятся под действием ветра. После достижения условия >1 ветер практически перестает действовать на них.
При развитии волн нарастание длины волны в отличие от нарастания их высоты происходит неравномерно: вначале рост идет довольно быстро, а затем замедляется. Наибольшей крутизны волны достигают при 0.27. Однако на протяжении всего этапа развития волн их длина растет быстрее высоты, что приводит к уменьшению крутизны волны.
Теоретические выводы и наблюдения показывают, что устойчивые волны могут наблюдаться только до вполне определенных значений крутизны волны. Затем волна становится неустойчивой, и ее гребень разрушается. Теоретически предельное отношение высоты волны к ее длине равно 1/7. Наблюдения дают близкие значения (порядка 1/10). Рассмотренные вопросы развития волн позволяют описать лишь основные черты этого явления. Действительная картина значительно сложнее. Прежде всего, необходимо напомнить, что воздушный поток, воздействующий на поверхность моря, неоднороден по своей структуре. Скорость и направление ветра в различных точках поверхности моря неодинаковы и не остаются неизменными по времени. Поэтому под воздействием ветра создается сложная система волн различной высоты и длины. В силу этого они не могут распространяться как параллельные гряды, т. е. иметь характер двумерных волн, и разбиваются на холмы и впадины, располагающиеся примерно в шахматном порядке, т. е. принимают характер трехмерных волн.
Разнообразие скоростей распространения волн приводит к тому, что одни волны нагоняют другие, сливаются с ними, т.е. происходит интерференция. В результате создаются группы волн .
Наличие поступательного движения частиц (волнового течения) приводит к увеличению крутизны волны и к срезанию ее вершины (образованию барашков). Вследствие этого волны не достигают тех предельных значений, которые имели бы место при движении частиц по замкнутым орбитам.
Срезание вершин обусловливает удары волн о корабль. Этот эффект еще усиливается тем, что на поверхности основных гравитационных волн возникают волны высших порядков, увеличивающие срыв гребней.
Вызванные ветром волны, распространяющиеся в области волнообразования, после ослабления ветра и (или) изменения его направления, или вызванные ветром волны, пришедшие из области волнообразования в другую область, где дует ветер с другой скоростью и (или) другим направлением, называются зыбью.
Вызванные ранее ветром волны, распространяющиеся при отсутствии ветра, называют мертвой зыбью . При взаимодействии ветрового волнения и зыби образуется смешанное волнение.
Пологие волны зыби большой длины выходят за пределы штормовой зоны и распространяются впереди нее как волны - предвестники приближения шторма.
