р
гИ
ча
(0
то 
й—# 
@и _ % ( 
2г ) йв
э 
&А—А аг 
р 
й / аг '° 
(3'_31)
ИЗ этого выражения видно, что СКОРОСТЬ диссипации ЭНЗР'
и быстро растет 
с уменьшением г. Так как значительная
сть энергии теряется также в слое выступов шероховатости
<< # << А), то в гидравлически шероховатом русле «производ-
ство турбулентности» 
оказывается почти целиком сосредото-
че
та
ВС
ве
НО
нным у дна. Хотя вязкая диссипация турбулентной энергии
кже имеет максимум вблизи дна, придонные 
слоий 
потока
°гда содержат значительно больше турбулентной энергии, чем
рхняя часть потока. Поэтому диффузионный поток турбулент-
й энергии направлен снизу вверх 
— от дна к свободной по-
верхности.
иЗ
4. Распределение осредненных скоростей
и гидравлическое сопротивление жестких русел
4.1. Логарифмический закон распределения скоростей
Незамкнутость уравнений Рейнольдса не позволяет вывести
них законы распределения осредненных скоростей. Однако,
›каЁ показали Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц [82], в простейшем
ГиПотетическом случае турбулентного течения в полупростран-
стве, ограниченном бесконечной, плоской, твердой поверхностью,
величина градиента осредненной скорости устанавливается со-
ображениями — размерности. Факторами, определяющими дви-
жение в этом случае, служат три величины: касательное напря-
жение на стенке то, расстояние от стенки 
2 и ПпЛотНосТЬ ЖИдкКо-
ст
ГД
ве
о. Отсюда имеем
йв 
_ 1 
% 11 о0
ава И оа лог 
(@.1)
е х — число, называемое постоянной Кармана.
Масштабом расстояний от гладкой стенки может служить
личина \/о„,‚ а масштабом — расстояний 
от — шероховатой
стенки 
— высота выступов А. Имеющее структуру числа Рей-
нольдса отношение двух этих масштабов 0„А/у уже использова-
ло сь нами как 
критерий 
режима 
сопротивления. 
Произведя
* 
_ 
51