ных лотках и небольшом канале, построили двухточечны
реляционные функции и функции спектральной плотнос
сот дна. Корреляционная связь между высотами дна в т
разделенных расстоянием & == 
х — Х, оказалась достаточн
* 
` 
1
ной, пока 6 не превосходит приблизительно —А-Ь‚. На ра
ниях, превосходящих длину гряды, корреляция практичес
сутствует. Такой же результат был получен ранее Ми
вой [94].
° 
Взяв в качестве репрезентативной высоты гряд средне
чение высот одной трети наиболее высоких гряд, Нордин 
жерт получили соотношение
(& 
== 3 1/%‚ 
где 622—-стаНДарт отклонений высот дна от его средней
0А 
- 
. 
э 
. 
° 
- 
скости. Репрезентативная высота гряд (й;) „‚ 
оказалась с
ной линейной зависимостью с удельным. расходом воды.
М. Хино [187] высказал гипотезу, что высоты гряд, пр
лежащие к мелкомасштабной области спектра, не должн
висеть от глубины и средней скорости потока. Это значи
в спектре высот гряд должен существовать инерционный. 
вал, подобный инерционному интервалу в спектре турбу
ных пульсаций. Используя соображения размерности, Хин
лучил следующее выражение для спектральной плотност
сот гряд в инерционном интервале:
% (&)== 
/ («) (2к)? &° 
› 
(
где & — волновое число, о — угол внутреннего трения гр
Нрактически /(с) == соп5!. На основании — экспериментал
данных эта постоянная определена равной 2,8. 10—*. «Зако
нус. трех», так же как «закон пяти третей» в спектре турбу
ности, простирает свое действие на смежный участок об
малых волновых чисел. По данным Хино, нижняя граница
менимости формулы (17 38) определяется 
волновым 
— чи
& 0,951—1, т. е. длиной гряд 1„2х 7Й. 
'С. Джейн и Дж. Кеннеди [194], использовав модель п
циального течения идеальной жидкости и введя, так же
в` работе- Кеннеди- [195], сдвиг бх между изменением ра
наносов-и изменением скорости: тёчения, получили теоре
ское выражение спектра высот донных 
ВволнН ф(#, #), ко
230