logo

YORIQ-G’OVAK MUHITLARDA ANOMAL MODDA KO’CHISHI TESKARI MASALASINI SONLI YECHISH

Загружено в:

12.08.2023

Скачано:

0

Размер:

2894.2177734375 KB
YORIQ-G’OVAK MUHITLARDA ANOMAL MODDA KO’CHISHI
TESKARI MASALASINI SONLI YECHISH
MUNDARIJA
Kirish …………………………………………………………...……………….3
I BOB. Matematik fizikaning teskari masalalari va yoriq-g'ovak muhitda 
anomal modda ko’chishi jarayonining matematik modellari .........................6
1.1.  Matematik fizikaning teskari masalalarini tasniflash ............................. ........6
1.2. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda  ko’chishining matematik 
modellari..............................................................................................................18
1.3. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda  ko’chishi jarayonlarini 
modellashtirish....................................................................................................28
II BOB.   G ’ ovak muhitda anomal modda ko’chishi bir o’lchovli masalasini 
sonli yechish .......................................................................................................34
2.1.   Yoriq-g'ovak   muhitda   anomal   modda     ko’chishda   kasr   hosilalar   va   ularni
hisoblash. ……………....................................................................... ..................34
2.2.   G’ovak   muhitda   anomal   modda   ko’chish   masalasini
yechish......................45
2.3.   G'ovakli   muhitda   anomal   modda   ko’chishning   bir   o'lchovli   teskari
masalasini   sonli
yechish ........................................................................................................49
III BOB. Ikki sohali birjinslimas yoriq g’ovak muhitda anomal modda 
ko’chishi teskari masalasini sonli yechish .......................................................56
3.1. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chishi masalasini sonli yechish..56
3.2. Ikki sohali birjinslimas yoriq- g'ovak muhitda anomal modda 
ko’chishining koeffitsientli teskari masalasini sonli yechish..............................67
1 Xulosa  ………………………………………....……………………................79
Foydalanilgan adabiyotlar …………………………....……………................81
Ilovalar ................................................................................................................92
2 KIRISH
Dissertasiya mavzusining dolzarbligi va zarurati:   Jahon miqyosida neft
qazib   olish   sanoatida   neft   qatlamlariga   ikkilamchi   va   uchlamchi   usullari   bilan
ta’sir   etishning   takomillashgan   loyihasini   ishlab   chiqish   yetakchi   o’rinni
egallamoqda.   So’ngi   yillarda   ko’pgina   rivojlangan   mamlakatlarda   neftni   qazib
olish   sanoatida,   g’ovak   muhitlarda   modda   ko’chishi   jarayonini   ifodalovchi
klassik   modellar   o’rniga   moddaning   anomal   ko’chishi   jarayonini   ifodalovchi
noklassik modellar qo’llanilmoqda.   Bu borada, jumladan AQSh, Rossiya, Xitoy
va boshqa rivojlangan davlatlarning ne ft va gazni  qazib olish sanoatlarida, neft
qatlamlaridagi g’ovak muhitlarda birjinslimas suyuqliklar sizishi va moddaning
anomal   ko’chishi   jarayonlariga   ta’sir   etuvchi   asosiy   omillarni   hisobga   olgan
holda loyihalash usullarini takomillashtirishga alohida e’tibor qaratilgan.
  Birjinslimas g'ovak muhitlarda modda ko’chishining to'g'ri masalalari turli
hollar uchun yechilgan.   Lekin teskari masalalar faqat ayrim sodda hollar uchun
yechilgan. Juda muhim masalalar hozirgacha yechilmagan. Mavzu ana shunday
masalalarni sonli yechishga bag'ishlangan. Shuning uchun masalalar va umuman
mavzu dolzarb hisoblanadi.
Muammoning   o’rganilganlik   darajasi.     Bir   jinslimas   yoriq- g’ovak
muhitlarda   modda ning   ko’chishi   hamda   har   xil   xarakteristikalarga   ega   bo’lgan
ikki   sohali   muhitda   modda   ko’chishi   masalalarini   A.Suzuki,   A.S.Fomin,
V.A.Chugunov,   T.Hashida,   Y.Nibori,   A.S.Bredford,   F.J.Leij,   H.Makita,
J.Simunek,   N.Toride,   S.E.Silliman   va   boshqa   olimlar   tomonidan   ilmiy
tadqiqotlar olib borilgan.
Birjinslimas   yoriq   g’ovak   muhitlarda   moddaning   ko’chishi   masalalari
bo’yicha   taniqli   olim   va   tadqiqotchilardan   A.D.Benson,   M.M.Meerschaert,
W.S.Wheatcraft,   F.Huang,   F.Liu,   M.Sahimi,   R.Schumer,   B.Baeumer,
N.R.Horne, H.Zhan, B.F.A.Tompson, J.Akilov, B.X.Xo’jayorov, V.F.Burnashev
3 va   boshqalar   tomonidan   izlanishlar   olib   borilgan   va   ma’lum   darajada   ijobiy
natijalarga erishilgan.
Bugungi kunda yoriq g’ovak muhitlarda modda ko’chishi teskari masalalari
to’liq o’rganilmagan. 
Tadqiqotning maqsadi  yoriq-g’ovak muhitlarda moddaning ko’chishining
teskari masalasini sonli yechish va tahlil qilishdan iborat. 
Tadqiqotning vazifalari:
To’gri   va   teskari   masalalarni   qo’yilishini   matematik   modellarini   tahlil
qilish;
g’ovak   muhitlarda   modda   ko’chishining   matematik   modellarini   sonli
yechish;    
yoriq- g’ovak   muhitlarda   anomal   modda   ko’chishining   matematik
modellarini  sonli yechish ;
ikki   sohali   bir   jinslimas   yoriq   g’ovak   muhitda   modda   ko’chishini   teskari
masalasi sonli yechish.
Tadqiqotning   obyekti   sifatida   birjinslimas   suyuqliklar   yoriq-g’ovak
muhitlarda modda ko’chishi modeli olingan. 
Tadqiqotning   predmeti   yoriq-g’ovak   muhitlarda   moddaning   ko’chishi
jarayonining   matematik modellari, hisoblash algoritmlari va kompyuterda sonli
tajribalar   o’tkazish   uchun   dasturiy   majmualari   va   gidrodinamik   tahlil
jarayonlarini tashkil etadi.
Tadqiqotning ilmiy yangiligi. 
To’gri   va   teskari   masalalarni   qo’yilishini   matematik   modellarini   tahlil
qilindi;
g’ovak   muhitlarda   modda   ko’chishining   matematik   modellarini   sonli
yechildi ;    
yoriq- g’ovak   muhitlarda   anomal   modda   ko’chishining   matematik
modellarini  sonli yechildi ;
4 ikki   sohali   bir   jinslimas   yoriq   g’ovak   muhitda   modda   ko’chishini   teskari
masalasi sonli yechildi.
Tadqiqotning amaliy natijalari  quyidagilardan iborat:
differensial tenglamalar asosida moddaning ko’chishi jarayonining 
matematik modeli, hisoblash algoritmlari ishlab chiqilgan;
yoriq-g’ovak muhitlarda nomuvozanat adsorbsiyali modda ko’chish 
jarayonini hisoblash uchun dasturiy vosita ishlab chiqilgan;
ikki sohali yoriq g’ovak muhitda kinetika asosida modda ko’chishining 
teskari masalasi uchun dasturiy vosita ishlab chiqilgan.
Tadqiqotning tuzilmasi.  Magistrlik dissertatsiyasi mavzusi, kirish, uch 
bob, xulosa, foydalanilgan adabiyotlar ro’yxati va ilovalardan iborat.
Dissertatsiya mavzusi bo’yicha chop etilgan ilmiy ishlar.
1) Ешдавлатов З, Тўрайев Ф, Холиқов Ж.   A номальный перенос 
растворенных веществ в елементе трещиновато-пористой среды. 
2022-йил 18-19 ноябр ь .
2) Dzhiyanov T.O.1, Xolikov J.R.2, Abduraxmonov M.S.3.  Solute 
transport in a two-zone medium with kinetics.     1,2,3Samarkand State 
University, Samarkand, Uzbekistan.
3) Numerical Solution of the Inverse Problem of Solute 
Transport in Non-Homogeneous Porous Media.      Dzhiyanov 
T.O., Xoliqov J.
5 I  BOB.   Matematik fizikaning teskari masalalari va yoriq-g'ovak muhitda
anomal modda ko’chishi jarayonining matematik modellari. 
         
Ushbu   bobda   matematik   fizikaning   teskari   masalalari   va   yoriq-g'ovak
muhitda anomal modda ko’chishi jarayonining matematik modellari muhokama
qilinadi.   1.1-   bo’limda   matematik   fizikaning   teskari   masalalarini   tasniflash
uchun   umumiy   tushunchalar   berilgan.   1.2-   bo'limda   yoriq-g'ovak   muhitda
anomal   modda     ko’chishining   matematik   modellari   muhokama   qilinadi.   1.3-
bo'limda   yoriq-g'ovak   muhitda   anomal   modda     ko’chishi   jarayonlarini
modellashtirish   haqida muhokama qilindi.
1.1  Matematik fizikaning teskari masalalarini tasniflash
Xususiy   hosilali   tenglama   uchun   chegaraviy   masala   tenglamasini
aniqlash, hisoblash sohasini, chegara va boshlang‘ich shartlarni ko‘rsatish bilan
tavsiflanadi.   Shuning   uchun   teskari   masalalarni   koeffitsientli,   geometrikli,
chegaraviy va evolyutsion teskari masalalarga ajratib ko'rsatishimiz mumkin.
To'g'ri   va   teskari   masalalar:   Qo'shimcha   o'lchovlar   bo'yicha   tabiiy
tajribalar   ma'lumotlarini   qayta   ishlashda   hodisa   yoki   jarayonning   ichki
bog'lanishlari haqida xulosa chiqariladi. O'rganilayotgan jarayonning matematik
modelining   tuzilishi   ma'lum   bo'lgan   sharoitlarda   matematik   modelni   aniqlash,
masalan, differensial tenglamaning koeffitsientlarini aniqlash masalasini qo'yish
mumkin.   Bunday   masalalarni   matematik   fizikaning   teskari   masalalar   sinfiga
kiritamiz.
Matematik   fizika   masalalarini   turli   belgilariga   ko'ra   tasniflash   mumkin.
Masalan, vaqt o'tishi bilan turg’un, o'zgarmas jarayon va hodisalarni tavsiflovchi
statsionar masalalarni ajratib ko'rsatish mumkin. Statsionar bo'lmagan masalalar
dinamik   jarayonlarni   tavsiflaydi,   bunda   yechim   vaqt   o'tishi   bilan   o'zgaradi.
Matematik   fizika   masalalarini   to’g’ri   va   teskari   masalalarga   ajratish   unchalik
aniq emas.
6 Umumiy   metodologik   nuqtai   nazardan,   to’g’ri     masalalarni   shunday
masalalar     deb   atash   mumkinki   buning   sabablari   ko'rsatilgan   va   kerakli
qiymatlar   berilgan.   Bunday   taxminlarga   ko'ra,   sharti   ma'lum   bo'lgan   va
koeffitsentlari   noma'lum   bo'lgan   masalalarga   teskari   masalalar   bo'ladi.   Biroq
bunday   umumiy   masalani   amalda   bajarish   har   doim   ham   oson   emas.   Xususiy
hosilali    tenglamalar  uchun to’g’ri masalalar  sinfiga tegishli  bo'lgan matematik
fizikaning   standart   kurslarida   aniq   chegaraviy   masalalar   ishlab   chiqilgan   .   -
Ikkinchi   tartibli   elliptik   tenglamalar   uchun   soha   chegarasida   yechimning
qo'shimcha   shartlari   (birinchi,   ikkinchi   yoki   uchinchi   turdagi)   belgilanadi.
Parabolik   tenglamalar   uchun   boshlang'ich   shart   beriladi,   ikkinchi   tartibli
giperbolik   tenglamalar   uchun   esa   yechim     vaqt   bo’yicha     hosilasi   ko'rsatilgan
holda boshlang'ich holat aniqlanadi.
Bizning   nazariyamizni   terminologik   nozikliklar   bilan   chalkashtirib
yubormaslik   uchun   biz   matematik   fizikaning   ushbu   klassik   masalalarni   to’g’ri
masalalar   sifatida   tasniflaymiz.   Ular   berilgan   koeffitsientlar,   o'ng   tomoni   va
qo'shimcha chegara va boshlang'ich shartlari bo'lgan tenglamadan yechim topish
zarurati bilan tavsiflanadi.
Matematik   fizikaning   teskari   masalalari   deganda   biz   to’g’ri   tasniflash
mumkin   bo'lmagan   masalalarni   tushunamiz.   Ular   ko'pincha   nafaqat   yechimni,
balki ba'zi  nomalum  koeffitsientlarni  va (yoki) shartlarni  ham  aniqlash zarurati
bilan   bog'liq.   Teskari   masalaning   belgilaridan   biri   nafaqat   yechimni,   balki
matematik   modelning   ayrim   komponentlarini   ham   aniqlash   zarurati   bo'lishi
mumkin.
Ko'rib   chiqilgan   nuqtai   nazardan,   teskari   masalalar,   birinchi   navbatda
tuzilgan   masalani   matematik   fizikaning   to’g’ri   masalalari   sinfiga   tasniflash
uchun   nima   yetishmasligi   bilan   tavsiflanadi.   Boshqa   tomondan,   biz   nomalum
parametrni aniqlashimiz  kerak . 
7 Ushbu   qayd   etilgan   xususiyatlarga   ko'ra,   matematik   fizikaning   teskari
masalalarini   tasniflash   mumkin.   Matematik   fizikaning   to’g’ri   masalalari   uchun
yechim   tenglama   (koeffitsientlar   va   o'ng   tomon),   chegara   va   statsionar
bo'lmagan   masalalarda   boshlang'ich   shartlar   bilan   aniqlanadi.   Yuqoridagi   ba'zi
shartlar qo'yilmaganligi sababli teskari masalalarni tasniflash qulay.
Teskari   koeffitsientli   masalalar.   Biz   teskari   koeffitsientli   masalalarni
qaraymiz   ,     bunda   tenglamaning   koeffitsientlari   yoki   (va)   o'ng   tomoni
nomalumligi   bilan   tavsiflanadi.   Oddiy   misol   sifatida   biz   parabolik   tenglamani
ko'rib chiqamiz∂	u	
∂	t
=	∂
∂	x(k(x)∂	u	
∂	x)+	f(x,t),	0<	x<l,	0<t≤	T	.	
(1.1)
(1.1) tenglama va quyidagi shartlarni qanoatlantiradigan 	
u(x,t)  funksiyani
topishdir.	
u(0,t)=	0,u(l,t)=	0,	0<t≤	T	,
        (1.2)	
u(x,0)=	u0(x),	0≤	x≤	l.
                  (1.3)
Amaliy masalalarda  muhitning  xossalari    nomalum   va aniqlanishi  kerak.
Bizning   holatda,   biz  	
k(x)   koeffitsientni     aniqlash   masalasini   qo'yishimiz
mumkin.   Bir   xil   muhitning   eng   oddiy   holatida   koeffitsient   noma'lum	
k(x)=	const
; Agar muhitning xususiyatlari bog'liq bo'lsa,  	k=	k(u)   koeffitsientni
tiklash teskari masalasi qiziqish uyg'otishi mumkin. 
 (1.1) tenglama uchun xarakteristik masala noma'lum funksiyalar juftligini	
{u	(x,t),k(x)}
  topishdir .   Ko'rib   chiqilayotgan   teskari   masalaning   asosiy
xususiyati  koeffitsient teskari masalaning chiziqli emasligidir.
(1.1)   porabolik   tenglamada   o'ng   tomonni  	
f(x,t)   aniqlashning   quyidagi
funksiyalar sifatida ajratib ko'rsatish mumkin . 
8 f(x,t)=η(t)ψ(x)                   ( 1.4)
Manbaning (o'ng tomonning) vaqtga nomalum bog'liqligi, ma'lum bo'lgan
soha   bo'ylab   taqsimlanishi   (1.4)   funksiyani   ko'rsatishda  	
η(t)   noma'lum,   lekin
funksiya 	
ψ(x) berilgan bo’ladi.
Agar   (1.1)   tenglamaning   koeffitsientlari   va   (yoki)   o'ng   tomoni   nomalum
bo'lsa, (1.2) va (1.3) shartlarga qo'shimcha ravishda ba'zi qo'shimcha shartlardan
foydalanish   kerak.   Teskari   masalaning   yechimini   yagona   ekanligini   aniqlay
olish uchun bu shartlar  yetarli bo'lmasligi  kerak. Agar  koeffitsient  bir  o'lchovli
funksiyalar   (bitta   o'zgaruvchining   funksiyalari)   sinfida   qidirilsa ,   u   holda
qo'shimcha ma'lumotlar xuddi shu sinfda ko'rsatilishi kerak.
Masalan,   funksiyalar   juftligini   topish   uchun   (1.1)-(1.4)   teskari   masalani
ko'rib   chiqaylik  	
{u	(x,t),η(t)} .   (1.1)-(1.3)   chegaraviy   masalani   yechishdan
tashqari,   o'ng   tomonning   vaqtga   bog'liqligini   topish   kerak.   Bunday   holda,
qo'shimcha ma'lumotlar quydagi ko’rinishda bo'lishi mumkin	
u(x¿,t)=	ϕ(t)=	0,	0<x¿<l,	0<t≤	T	,
           (1.6)
Yani, yechim har bir vaqt momenti uchun nafaqat chegarada, balki 	
Ω   hisoblash
sohasining qandaydir 	
x¿   ichki nuqtasida ham ma'lum bo’lishi kerak.
(1.6)   turdagi   teskari   masalalarni   ko'rib   chiqishda   teskari   masalani
yechishning o'ziga  xosligiga alohida  e'tibor  qaratish  lozim.   Bu ayniqsa  chiziqli
bo'lmagan   masalalarni     ko'rib   chiqishda   juda   muhimdir   (masalan,   funksiyalar
juftligini topish masalasi) 	
{u	(x,t),k(x)} .
Chegaraviy   teskari   masalalar.     Chegarani   to’g’ri   olish   mumkin
bo'lmagan   sharoitlarda   biz   chegaraviy   teskari   masalalar   bilan   shug'ullanamiz.
Bunday   holda,   yetishmayotgan   chegara   shartlari,   masalan,   soha   ichidagi
9 o'lchovlar   bilan   aniqlanadi.   Parabolik   tenglama   (1.1   )   uchun   xuddi   shunday
teskari masalani misol qilib keltiramiz  .
Biz   o'lchovlar   oraliqning  [0,l]   o'ng   uchida   mavjud   emas   deb   taxmin
qilamiz,   lekin   ichki  	
x¿   nuqtadagi   yechim   ma'lum,   ya'ni   (1.2)   o'rniga,   quyidagi
shartlar berilgan.	
u(0,t)=	0,	u(x¿,t)=	ϕ(t),	0<t≤	T	.
                ( 1.7)
chegarani   o'lchash   imkoni   bo'lmagan   qismidagi   oqimni  
x=	l   ni   aniqlashdan
iborat   (ko'rib   chiqilayotgan   misolda ) .   Bu   (1.1),   (1.3),   (1.7)   shartlaridan
funksiyalarni topishga mos keladi 	
{u(x,t),k(l)∂u
∂x	
(l,t)} .
Evolyutsion   teskari   masalalar.     Matematik   fizikaning   statsionar
bo'lmagan   masalalari   uchun   to’g’ri   masala   boshlang'ich   shartlarni   belgilash
bilan   tavsiflanadi   (masalan   (1.3)   ga   qarang).   Evolyutsion   teskari   masalalar
haqida   biz   boshlang'ich   shartlar   aniqlangan   teskari   masalalarni   tasniflaymiz
(ular masalani to’g’ri shakllantirish uchun yetishmaydi).
Ko'rib   chiqilayotgan   (1.1)-(1.3)   to’g’ri   masalaga   nisbatan   eng   oddiy
evolyutsion   teskari   masala   quyidagicha   tuzilgan .   Bizga   (1.3)   dastlabki   shartlar
berilmagan, lekin biz oxirgi vaziyatda yechimni bilamiz 	
t=	T	:	
u(x,T	)=	uT(x),	0≤	x≤	l.
                    (1.8)
tenglamani yechimini o’tgan vaqt momentida topishdir. 
Bir jinslimas g’ovak muhitda modda ko’chishda teskari masalalar
Matematika fizika bo'yicha kurslarda differensial tenglamalar qismi uchun
to’g’ri   chegaraviy   masalalarni   shakllantirish   odatiy   holdir.   Ikkinchi   tartibli
elliptik   tenglamalar   uchun   chegaraviy   yechimning   qo shimcha   shartlari	
ʻ
(birinchi,   ikkinchi   yoki   uchinchi   turdagi)   berilgan.   Masala   va   uning   natijasi
10 bog’liqligi   nuqtai   nazaridan   chegaraviy   shartlar   uning   yechimi   sifatidadir.
Parabolik tenglamalar  uchun qo'shimcha  ravishda, boshlang'ich shartni hisobga
olish kerak, ikkinchi darajali giperbolik tenglamalarda esa boshlang'ich shart va
uning vaqt hosilasi orqali yechim aniqlanishi kerak.
Biz   yuqorida   ko'rib   chiqilgan   klassik   matematik   fizika   masalalarini   to'g'ri
masalalar sinfiga kiritamiz. Bu masalalar koeffitsientlari berilgan va o'ng tomoni
berilgan   tenglamadan,   qo'shimcha   chegara   va   boshlang'ich   shartlardan   yechim
topish zaruriyati bilan tavsiflanadi.
Matematika   fizika   teskari   masalalari   deganda,   biz   to'g'ri   masalalarga
keltirib   bo'lmaydigan   masalalarni   tushunamiz.   Bunday   masalalarni   hal   qilishda
nafaqat yechimni, balki ba'zi yetishmayotgan koeffitsientlarni va/yoki shartlarni
ham   aniqlash   talab   etiladi.   Bu   nafaqat   yechimni,   balki   matematik   modelning
ba'zi qismlarini ham aniqlash zarurati bo'lib, bu masala teskari masala ekanligini
ko'rsatadi.
Shu nuqtai  nazardan qaraganda, teskari  masalalar, birinchi  navbatda, ba'zi
elementlarning,   qisqacha   aytganda   elementlarning   yetishmasligi   bilan
tavsiflanadi,  aks   holda  ular  masalani  to'g'ri  matematik  fizika  masalalari  sinfiga
kiritish yoki boshqacha qilib aytganda, masalani teskari masalaga aylantiruvchi
elementlar.   Boshqa   tomondan,   biz   yetishmayotgan   ma'lumotni   to’ldirishimiz
kerak.   Shuning   uchun   teskari   masalalarda   qo'shimcha   ma'lumot   talab   qilinishi
kerak, bu unga yechim yagona topilishi mumkinligiga imkon beradi.
Belgilangan   ko'rsatkichlardan   foydalanib,   teskari   matematik   fizika
masalalarini   tasniflash   mumkin.   Birinchi   navbatda   masalani   teskari   masalaga
aylantiradigan   asosiy   xususiyatlarni   ko'rib   chiqish   tabiiydir.   To'g'ri   matematik
fizika   masalalari   uchun   yechim   tenglama   (koeffitsientlar   va   o'ng   tomon),
chegara   shartlari   va   (nostatsionar   masalalarda)   boshlang'ich   shartlar   bilan
aniqlanadi.   Teskari   masalalarni   yuqorida   qayd   etilgan   ba'zi   shartlar
11 aniqlanmaganligini ko'rsatadigan ko'rsatkichlarni hisobga olgan holda tasniflash
mumkin.
Braziliyalik   olim   Amaury   Alvarez   Kruz   modda   ko’chirishda   teskari
masalalarga   bog’liq   ancha   ishlar   olib   borgan.   Jumladan   “g’ovak   muhitda
chuqur   qatlamli   filtratsiya   uchun   teskari   masalalar   “ustida   bir   qancha
ishlar olib borgan.
Dunyodagi   neftning   katta   qismi   ba'zi   quduqlarga   suv   quyish   va
boshqa   quduqlarda   neftni   olish   yo'li   bilan   olinadi.   Shu   bilan   birga,
in'ektsiyaning   keskin   pasayishi   dengizda   organik   va   mineral
qo'shimchalarni   o'z   ichiga   olgan   dengiz   suvini   in'ektsiya   qilish
amaliyotidan   kelib   chiqadi.   Quduqqa   sifatsiz   suv   quyish   uning   in'ektsiya
qobiliyatini   pasaytiradi,   chunki   suyuqlikda   to'xtatilgan   zarralar   g'ovak
muhitdan   o'tayotganda   ushlanib   qoladi.   Shunday   qilib,   bu   ishda   biz   qattiq
zarrachalar   bo'lgan   suvni   quyish   paytida   chuqur   filtrlashni   o'rganamiz,   bu
quduqlarda in'ektsiya yo'qolishini taxmin qilish uchun zarurdir.
Filtratsiya   jarayonlarining   matematik   modellari   suyuqlik   yoki   oqim
sodir   bo'lgan   g’ovak   muhitning   xususiyatlarini   tavsiflovchi   funktsiyalarni
o'z   ichiga   oladi.   Oqim   tajribalarida   suyuqliklarning   bosimi   yoki   oqim
tezligi   kabi   miqdorlarni   laboratoriya   o'lchovlaridan   bilvosita   bu
funktsiyalarni   aniqlash   uchun   tiklash   usullari   bir   nechta   mualliflar
tomonidan   ishlab   chiqilgan.   Bunday   usullar   parametrlarni   baholash
nazariyasida   matematik   teskari   masalalarga   olib   keladi,   bu   juda   yomon
shartli   chiziqli   va   chiziqli   bo'lmagan   optimallashtirish   masalalari.
Regularizatsiya   usullari   bu   muammolarni   hal   qilish   uchun   foydalidir,
chunki ular taxminiy yechimlarni barqaror tarzda ta'minlaydi.
Filtratsiya   jarayonini   tushunish   uchun   ko'plab   laboratoriya
tadqiqotlari   o'tkazilgan.   Braziliyalik   olim   Alvarez   olib   borgan   ishda
zarracha   massasining   saqlanishini,   zarrachani   o’tirishi   kinetikasini   va
12 Darsi   qonunini   ifodalovchi   tenglamalardan   tashkil   topgan   [100]   asosida
ishlab   chiqilgan  chuqur  qatlamli   filtratsiya  modeliga  asoslangan   [120].  Bu
kvazichiziqli   tenglamalar   tizimi   ikkita   empirik   koeffitsientga   ega   bo'lib,
g'ovak   muhitdagi   qatlam   shikastlanishini   ifodalovchi   o'tkazuvchanlikni
pasaytirish   funksiyasi   k ( σ )
  va   zarrachalarni   ushlab   turish   kinetikasini
ifodalovchi   λ ( σ )
  filtratsiya   funksiyasi   mavjud.   To'g'ri   masala   bu
tenglamalar tizimini vaqt ichida hal qilishdan iborat.
Bir   o'lchovli   oqim   laboratoriya   tajribalarida   qiyinchilik   ortib
borayotgan tartibda quyidagi miqdorlarni aniq o'lchash mumkin:
(1) vaqt seriyasida  ∆ p( T	)
 bosimning pasayishi;
(2)   tog'   jinsi   bo'ylab   ba'zi   nuqtalarda  	
X=	Xl,l=1,…	n,  pl(T)   bosim   vaqt
seriyasi;
(3) 	
ce(T)  vaqt qatori oqava suv konsentratsiyasi;
(4)   eksperimentning   yakuniy   vaqtida  	
Xl−1   va   X
l l = 1 , … n
  nuqtalari
orasidagi  σ ( X , T )
 o'rtacha zarracha cho'kishi;
(5)   zarrachalarning   σ ( X , T )
  ko p  	
ʻ	(Xl,T	j),l=1,…	,nj=1,…	,m   nuqtalarda
cho kishi.	
ʻ
Tabiiyki,   bunday   eksperimental   o'lchovlar   o'tkazuvchanlikni
kamaytirish  	
k(σ)   va   λ	( σ	)
  filtratsiya   funktsiyasini   aniqlashning   teskari
masalasi   qo'llaniladi.   O'tkazuvchanlikni   pasaytirish   va   filtratsiya
funktsiyalarini   tiklash   Alvarez   ishining   ob'ekti   bo'lgan   bir   nechta   turli   xil
noto'g'ri   teskari   masalalarga   olib   keladi.   Bu   yerda   qo'llaniladigan   yechim
usullari  diskretizatsiya  qilinganda katta matritsalarga olib keladi, ular  juda
katta holat sonlarga ega va ehtiyotkorlik bilan amalga kerak.
Oqim suv konsentratsiyasi  tarixidan 	
ce(T)  doimiy filtratsiya funksiyasi
λ ( σ )
  ni   aniqlash   usullari   [93]   va   [96]   da   keltirilgan.   Zarrachalarning
yuborilgan   kontsentratsiyasi   o'zgarmas   degan   faraz   ostidagi   umumiy
13 holatni   tiklash   usulida   funktsional   tenglamaga   asoslangan   holda   taqdim
etilgan.   Xususiyatlar   chiziqlari   bo'yicha   c / σ
  ning   o'zgarmasligiga
asoslangan ushbu funktsional tenglamaning birinchi hosila topilgan. Biroq,
teskari   usulning   barqarorlashuv   shartlari,   shuningdek,   modelning
eksperimental   tasdiqlanishi   hisobga   olinmadi.   Ushbu   ishda   biz   qayta
tiklash   usuli   uchun   stabilizatsiya   shartlarini   olamiz   va   doimiy   in’ektsiya
qilingan   zarracha   konsentratsiyasi   taxminni   bo'shatamiz.   Bundan   tashqari,
optimallashtirish   usuliga   asoslangan   filtratsiya   funktsiyasi   λ ( σ )
    ni   olish
uchun yana bir tiklash usulini taqdim etamiz.
Xarakteristikalar chizig'i bo'ylab  c / σ
 ning o'zgarmasligi birinchi bo'lib
Herzig   va   boshqalar   tomonidan   topilgan.   Filtrlash   jarayonining
soddalashtirilgan   modeliga   asoslangan.   Biroq,   xuddi   shu   munosabat
o'xshash   taxminlar   ostida   Bedrikovetsky   va   boshqalar   tomonidan
umumiyroq   model   uchun   olingan.   Qayta   tiklash   usuli   va   modelni   qo’llash
uchun   uning   dolzarbligi   sababli,   Alvarez   shunga   o'xshash   hosilani
takrorlagan.   O'tkazuvchanlikni   pasaytirish   funktsiyasi   k ( σ )
  ni   bosim
tushishi   tarixidan  ∆	p(T)   aniqlash   usullari   doimiy   koeffitsient   va
moddalarning   bir   parametrli   oilasi   uchun   [109],   [98]   keltirib   o’tgan.   U   bu
ishida   Tixonov   regulzatsiya   usuli   yordamida   umumiyroq   usulni   olgan.
Bundan   tashqari,   ikkita   parametr   funksiyasi   uchun   ishlab   chiqilganga
o'xshash parametrlash usuli bilan tartibga solishni taqdim etgan.
  [72]   da   ikkita   masalani   hal   qilgan:   filtratsiya   funksiyasi   λ ( σ )
uchun
∆ p	
( T	)
  va   c ( X , T )
  zarrachalar   konsentratsiyasini   hisoblashning   bevosita
masalasi,shuningdek,   zarrachalarning   in'ektsion   konsentratsiyasini   doimiy
deb hisoblab, oqava suv konsentratsiyasi   	
ce(T)   filtratsiya funksiyasini   λ	( σ	)
aniqlashning teskari masalasi.
Alvarez   bu   ishda   quyidagi   teskari   masalalarni   yechgan.   Birinchidan,
g'ovak   muhitlarning   shikastlanishi   funksiyasi  	
k(σ)   bir   o'lchovli   chuqur
qatlamli   filtratsiya   oqimida   bosim   tushishi   tarixidan   ∆ p	
( T	)
  tiklanadi.   Bu
14 masala   Bedrikovetskiy   va   boshqalar   tomonidan   ishlab   chiqilgan.   Bunday
holda,   filtratsiya   funktsiyasi   λ ( σ )
  birinchi   bo'lib   optimallashtirishga
asoslangan,   keltirilgan   usul   yoki   funktsional   tenglamaga   asoslangan,
ishlab   chiqilgan   usul   bilan   hisoblangan   deb   taxmin   qilgan.   Ikkinchidan,
filtratsiya   funktsiyasi   λ ( σ )
va   o'tkazuvchanlikni   pasaytirish   funksiyasi   k ( σ )
oqava   suv   konsentratsiyasi  ce(T) va   yadroning   turli   nuqtalarida   p
l ( T )
  bosim
tarixidan   tiklangan.   Uchinchidan,   a ( X , T )
zarrachalar   cho’kmasidan
filtratsiya funksiyasi  λ ( σ )
  ni qayta tiklash usulini taklif qilgan.
Bunda   to'g'ri   vaqt   evolyutsiyasi   masalasining   aniqligini   aniqlashdan
boshlangan.   Keyin   teskari   masalalar   operator   tenglamalari   sifatida
ifodalangan.   Demak,   tahlil   bu   tenglamalar   yechimining   mavjudligi,
yagonaligi va barqarorligini kafolatlashdan iborat.
Shunday qilib, bu chiziqli va chiziqli noto'g'ri qo'yilgan masalalarning
qonuniyatlarini o'rganishga olib kelgan. 
Tixonov   ma'nosida   operator   tenglamalari   yechimlarining   yaxshi
joylashishini   ta'minlash   uchun   fizik   jarayonlar   bo'yicha   aniq
ma'lumotlarga   asoslangan   yechim   amalga   oshirilishi   kerak.   Nihoyat,   har
bir teskari masala uchun amaliy sonlili tiklash jarayoni tasvirlagan.
Bunda   fizik   modelni,   to'g'ri   masalaning   to'g'ri   qo'yilganligini,   uni   hal
qilishning   asimptotik   tahlilini   taqdim   etgan   va   ba'zi   illyustrativ   analitik
yechimlarni muhokama qilgan.
λ	
( σ	)
filtratsiya   funksiyasini   inyeksiya   va   oqava   suv   konsentratsiyasi
tarixidan funktsional tenglama yordamida tiklash usulini taqdim etgan. Biz
ushbu   teskari   usul   yechimining   mavjudligi,   o'ziga   xosligi   va
barqarorligini,   funktsional   tenglama   asosida   λ	
( σ	)
filtratsiya   funktsiyasini
aniqlashning   sonli   protsedurasini   ishlab   chiqish   uchun   asosiy   bo'lgan
masalalarni o'rgangan.
15 Filtratsiya   funksiyasi   λ( σ	)
allaqachon   topilgan   deb   faraz   qilinib,
berilgan   bosim   tushishi   tarixidan   k	
( σ	)
o‘tkazuvchanlikni   pasaytirish
funksiyasini   aniqlashning   teskari   masalasini   o‘rgangan.   Bunda   tog'
jinslarining   hosil   bo'lishining   shikastlanish   funksiyasi   k	
( σ	)
  uchun   Volterra
tipidagi   integral   tenglamani   olgan   va   operator   tenglamasining   yaxshi
joylashishi  shartlarini muhokama qilgan. O'xshash  integral tenglama [120]
da   olingan.   Bunda   o'tkazuvchanlikni   pasaytirish   funksiyasi  	
k(σ)   ni   mos
yechimlar   to'plamida   hisoblash   uchun   sonli   hisoblashni   amalga   oshirishni
tasvirlagan.
Klassik   Tixonov   yoki   Tixonov-Filips   tartibga   solish   birinchi   turdagi
noto'g'ri   qo'yilgan   Volterra   tenglamasini   yaxshi   qo'yilgan   masalaga
qisqartirish   uchun   ishlatilgan   ([94]   va   [106]).   Optimallashtirish   va   LU
faktorizatsiya   usullari   uzluksiz   tenglamani   diskretlash   orqali   olingan
chiziqli   tenglamalar   tizimining   yechish.   Nihoyat,   mumkin   bo'lgan   yechim
yuqori   tartibli   Sobolev   normasiga   nisbatan   bir   xilda   chegaralangan   deb
faraz qilgan holda, muntazamlashtirilgan yechimning yaqinlashuvi olinadi;
bu   silliqlik   xossasi.   Buning   uchun,   integral   operator   tenglamaning
iteratlari   deyarli   minimal   normaga   ega   bo‘lgan   taxminiy   yechimga
yaqinlashishi uchun yetarli shartdan foydalangan.
Konvergentsiya   natijasi   Hilbert   shkalasi   yordamida   olinadi,   bu
Tixonovni   tartibga   solish   xatolarini   o'lchash   uchun   foydali   chegaralarni
beradi. Bundan tashqari, moddaning qovushqoqlik darajasini va silliqligini
tavsiflash uchun mukammal vositadir ([95], [101]).
G'ovak   tog'   jinslarining   shikastlanishi  	
k(σ) va   filtratsiya   funktsiyasi
λ	
( σ	)
oqava   suv   konsentratsiyasi   va   bosimning   pasayishi   tarixini   hisoblash
uchun   optimallashtirish   usuli   keltirilgan.   Bundan   tashqari,   oqava   suv
zarralari   kontsentratsiyasi   tarixidan   filtratsiya   funktsiyasini   olish   uchun
optimallashtirish usuli ham tasvirlangan. Har bir teskari masalaning yaxshi
qo'yilganligi ham o'rganiladi.
16 Ikkala   holatda   ham   tiklash   jarayoni   Martinez   va   boshqalar   tomonidan
ishlab   chiqilgan   va   amalga   oshirilgan   quti   cheklovlari   bilan   proyeksiya
gradienti   usuli   yordamida   chiziqli   bo'lmagan   funksionallikni
minimallashtirishdan   iborat.   ([114],   [101],   [108]).   Funksional
eksperimental   ma lumotlar   va   model   tomonidan   bashorat   qilingan   tegishliʼ
miqdorlar   o rtasidagi   farqni   hisobga   olgan   holda   eng   kichik   kvadrat	
ʻ
formulasidan  olinadi. Ushbu  funksiyani  baholash  to g ridan-to g ri  masala	
ʻ ʻ ʻ ʻ
uchun   aniq   va   barqaror   raqamli   usulni   qo llashni   talab   qiladi.	
ʻ   Qutidagi
cheklovlar eritmaning pozitivlik va monotonlik kabi xususiyatlaridan kelib
chiqqan   holda   aniqlanadi,   biz   oqava   suv   konsentratsiyasi   tarixidan   λ	
( σ	)
filtratsiya   funktsiyasini   qayta   tiklash   usullarining   to'g'riligini,   shuningdek,
qayta   tiklanishning   yaxshi   holatini   aniqlaymiz.   bosim   tushishi   tarixidan
o'tkazuvchanlikni   pasaytirish   funksiyasi   k	
( σ	)
.   Nihoyat,   ikkala   funktsiyani
bir vaqtning o'zida tiklash usuli ishlab chiqiladi.
U   ma'lum   bir   chiziqli   bo'lmagan   operator   tenglamalarini   o'rgangan.
Chiziqli   vaziyatdan   farqli   o'laroq,   nochiziqli   muammoli   masalaning
umumiy   nazariyasi   mavjud   emas.   Biroq,   bu   yerda   o'rganilgan   chiziqli
bo'lmagan   operatorlar   uchun   konvergentsiya   va   barqarorlikning   ba'zi
natijalari   mavjud,   chunki   bu   operatorlar   tegishli   domenlarda   ixchamlik   va
zaif yopiqlik kabi yoqimli xususiyatlarga ega.
σ ( X , T )
  zarrachalar   yotqizishning   tarqalish   tarixidan   filtratsiya
funksiyasi   λ	
( σ	)
ni   tiklash   usullari   taklif   qilingan.   Qayta   tiklashning   bir
nechta   protseduralari   mavjud:   birinchisi   chuqur   qatlamli   filtratsiya   modeli
tenglamalarini   to'g'ri   shakllantirishdan   foydalanadi.   Zarrachalarni
cho'ktirish   vaqtidagi   farqlanish   bu   holda   asosiy   sonli   qiyinchilikni   keltirib
chiqaradi.   Ikkinchi   protsedurada   filtratsiya   funksiyasi   λ	
( σ	)
birinchi   turdagi
Volterra   integral   tenglamasining   xarakteristik   chiziqlar   orqali   yechimi
sifatida   hisoblanadi.   Keltirilgan   usul   ushbu   tenglama   uchun   ham   foydali
ekanligini   ko'rishimiz   mumkin.   Uchinchi   protsedurada   filtratsiya
17 funktsiyasi   λ( σ	)
funktsional   tenglama   yordamida   olinadi.   To'rtinchi
protsedurada   optimallashtirish   usuli   λ	
( σ	)
filtratsiya   funktsiyasini
metodologiya bilan tiklaydi. 
Barcha   teskari   masalalarda,   empirik   funktsiya   parametrlarini
tiklashdan   oldin,   ushbu   parametrlarni   aniqlash   mumkin   bo'lgan   shartlarni
bilish   kerak,   kuzatuv   ma'lumotlari   teskari   yechimni   aniqlash   uchun
yetarlimi   yoki   teskari   yechim   kuzatuv   xatolariga   qanchalik   sezgir.   Shu
tarzda   biz   filtratsiya   va   o'tkazuvchanlikni   kamaytirish   funktsiyalarini
aniqlash uchun eng yaxshi eksperimental dizaynni aniqlagan. 
Bu   yerda   ishlab   chiqilgan   usullardan   eksperimental   ma'lumotlardan
foydalangan   holda   chuqur   qatlamli   filtratsiya   modelini   laboratoriya
o'lchovlari bilan taqqoslash amalga oshirgan.
1.2. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda  ko’chishining matematik
modellari
G'ovakli muhitlarda moddalarning ko’chishini matematik modellashtirish
tahlil   qilish   uchun   samarali   vositadir.   Laboratoriya   sharoitida   eksperimental
tadqiqotlar   yoki   to'liq   miqyosda,   real   sharoitlarda   real   tadqiqotlar   bilan
solishtirganda, matematik modellashtirish turli parametrlarning xarakteristikalar,
o'tkazish   ko'rsatkichlariga   ta'sirini   fizik   jihatdan   to'g'ri   tasvirlash   va   miqdoriy
aniqlash imkonini beradi.
Suyuqlikda   muallaq   zarrachalarni   ko’chishining   klassik   modellari
konvektiv   ko’chish   va   zarrachalarning   cho'kish   kinetikasini   hisobga   oladi,
gidrodinamik   dispersiya   e'tiborga   olinmaydi   [58].   Ba'zi   o'zgartirishlar   va   turli
omillarni   qo'shimcha   hisobga   olgan   holda   bir   qator   shunga   o'xshash   modellar
[32,60] da taklif qilingan. Chiziqli holatda kinetik tenglama bilan birga moddani
ko’chish   tenglamalari   analitik,   umumiy   holda   esa   sonli   yechimni   qabul   qiladi.
Bu yechimlar laboratoriya tajribalarini tavsiflash uchun ishlatiladi [16,17,74].
18 Suspenziya   zichligi   va   muhitning   g'ovakliligi   past   konsentratsiyali
suspenziyalar   uchun   doimiy   bo'lsa,   bir   o'lchovli   holatda   balans   tenglamasi
quyidagi ko’rinishga ega bo'ladi.∂
∂t
(mc	+δ)+∂q
∂x
=	0,
(1.8)
Bu yerda 	
c -  muallaq zarrachalar kontsentratsiyasi,  	m -  muhitning g'ovakligi,  	δ -
kechiktirilgan   (cho'kma)   zarrachalarning   konsentratsiyasidir.  	
c   odatda   g’ovak
hajmiga   nisbatan   aniqlanadi,   ya'ni   g'ovak   hajmiga   nisbatan   zarrachalar   soni
(yoki hajmi) va 	
δ   – muhitning butun hajmiga nisbatan, 	q – zarrachalar oqimi.
Zarrachalar oqimi 	
q   konvektiv va dispersiv, ikki qismdan iborat
q=	Uc	−	D	∂c
∂x
,
(1.9)	
D=	αDU	,
(1.10)
bu   yerda    	
D -   dispersiya   koeffitsienti,  	U -   filtrlash   tezligiga   proportsional   deb
hisoblanadi,   	
αD -  bo'ylama disperslik koeffitsienti hisoblanadi.
Zarrachalarni   ko’chish   jarayoni   quyidagi   kinetika   tenglama   bilan
tavsiflanadi	
∂δ
∂t
=	λ(δ)q,
(1.11)
bu   yerda  	
λ(δ) -   filtrlash   koeffitsienti   deyiladi.   Muayyan   holatda   u   quyidagicha
aniqlanadi	
λ(δ)=	λ0(1−	bδ	),b=	const	.
19 (1.8),   (1.10)   tenglamalar   Darsi   qonuni   bilan   to'ldirilishi   kerak,   u
zarrachalarning   cho'kishi   natijasida   muhit   o'tkazuvchanligining   o'zgarishini
hisobga olgan holda quyidagicha yozilishi mumkin.U	=−	
k0k(δ)	
μ	
∂	p
∂x	,k(δ)=	1	
1+βδ	,β=	const	,
(1.11)
bu yerda 	
k(δ) o'tkazuvchanlikni kamaytirish funksiyasi deyiladi.
Nafaqat   kechikish,   balki   ilgari   kechiktirilgan   zarrachalarning   ajralishi   ham
hisobga olinsa, (1.8), (1.10) tenglamalar quyidagicha yoziladi.	
∂
∂t(mc	+δ)+U	∂c
∂x=	D0
∂2c	
∂x2,
(1.12)	
∂δ
∂t
=	λ(δ)cU	−	kdet	δ,
(1.13)
bu   yerda  	
D -   dispersiya   koeffitsienti   o'rniga      	D0,kdet   diffuziya   koeffitsientini
oldik , ya'ni zarrachalarni ajratish koeffitsienti.
Odatda,   (1.12),   (1.13)   tenglamalar   tizimi   uchun   quyidagi   boshlang’ich   shartlar
olinadi	
c(0,x)=	0,δ(0,x)=	0,
(1.14)
demak,   suspenziya   muhitga   kirgunga   qadar   u   toza   (zarrachalarsiz)   suyuqlik
bilan to'ldirilgan.
Chegarada	
x=	0   odatda quyidagi chegaraviy shart qaraladi	
(Uc	−	D0
∂c
∂x)|x=0=c0U	,
(1.15)
bu yerda 	
c0 -  zarrachalarning berilgan doimiy konsentratsiyasi.
20 Ba'zan chegaraviy holatda (1.15) dispersiv uzatish hisobga olinmaydi. Keyin bu
shart soddalashtiriladic(t,0)=c0.
             (1.16)
G'ovakli   muhitdagi   zarrachalarning   harakatini   ikki   komponentga   bo'lish
mumkin:  birinchisi-  doimiy tezlikdagi  konvektiv harakat, ikkinchisi- konvektiv
ko’chish bilan bir xil tezlikda harakatlanadigan ko’chish fronti bo'ylab tasodifiy
dispersiv   ko’chish.   Muhitning   chiqish   uchini   tark   etgan   zarracha   muhitga
qaytmaydi,   deb   taxmin   qilinadi.   Bu   muhitning   chiqish   uchida   dispersiya
yo'qligini anglatadi. 	
x=	L	
∂c(t,L)	
∂x	
=0.
(1.17)
(1.14)   –   (1.17)   kabi   shartlar   bilan   (1.12),   (1.13)   yechimni   chiziqli   holat   uchun
analitik yo l bilan olish mumkin.	
ʻ
Agar zarrachalarni (moddani)  cho'ktirish yoki chiqarish ta'siri  bo'lmasa, (1.12),
(1.13)   tenglamalar   soddalashtiriladi.   Bu   holda   massa   saqlanish   tenglamasini
quyidagicha yozish mumkin	
∂c
∂t
+∇	⋅(⃗vc)+∇	⃗J=	r,
(1.18)
bu yerda 	
⃗v -  filtrlash tezligi vektori, 	⃗J -  dispersiv massa oqimi  va 	r -  moddaning
massa ko’chish  intensivligi [6].
(1.18)   dagi   filtrlash   tezligi   odatda   doimiy   qiymat   sifatida   belgilanadi   yoki
suyuqlik harakati tenglamalaridan aniqlanadi.
Moddaning   dispersiv   oqimi  	
⃗J   boshqa   ko’chish   xususiyatlari   bilan   bog'liq
bo'lishi   kerak.   Odatda   bu   munosabat   umumlashtirilgan   Fick   qonuni   sifatida
beriladi
21 ⃗J=	D⋅∇	c,  (1.19)
bu yerda   D    	
‒ dispersiya tenzori.
Dispersiya   tenzori   moddaning   kontsentratsiyasiga   va   uning   gradientiga   bog'liq
emas, ammo bu filtrlash tezligiga bog'liq [13]	
D	=	(D	m+αTv)I+(αL−	αT)
⃗vT
v
,  (1.20)
Bu   yerda  	
Dm -   molekulyar   diffuziyaning   samarali   koeffitsienti,	αT,  	αL -
ko'ndalang va bo’ylama dispersiyalar, I - birlik tenzori,  v  vektorning qiymati 
⃗v ,
T   ustki   belgisi  	
⃗v   vektor   transpozitsiyasini   bildiradi.   Odatda  	αT,  	αL   muhit
xossalarini xarakterlovchi konstantalardir.
(1.18), (1.19) tenglamalardan passiv (konservativ) moddani olamiz.	
∂c
∂t
+∇	⋅(⃗vc)=	∇	⋅(D⋅∇	c).
(1.21)
(1.20) bilan (1.21) tenglama laboratoriyada yaratilishi mumkin bo'lgan bir
jinsli   g'ovakli   muhitlar   uchun   qoniqarli   natijalar   beradi.   Biroq,   amalda   barcha
real muhitlar bir jinsli emas, ular uchun (1.21), (1.20) tenglamadan foydalanish
mumkin. Haqiqiy muhitning kichik va katta miqyosdagi bir jinsli bo'lmaganligi
moddalarning   ko’chish   qonunining   Fik   qonunidan   chetga   chiqishining   asosiy
sababidir [50]. Bundan tashqari, (1.21) tenglama parabolik turga tegishli bo'lib,
u   cheksiz   tebranishning   tarqalish   tezligi   bilan   tavsiflanadi,   ya'ni
kontsentratsiyaning   buzilishlari   cheksiz   tezlikda   tarqaladi,   bu   fizik   nuqtai
nazardan noto'g'ri faktdir.
Juda tez-tez dispersiya koeffitsientlari	
αT,  	αL doimiy bo'lmagan qiymatlar
sifatida   qabul   qilinadi,   lekin   filtrlash   tezligiga   bog'liq.   Boshqa   hollarda,   ular
koordinatali  	
x va  	t   vaqtga bog'liq deb hisoblanadi .   Katta  	x va  	t ular asimptotik
qiymatlariga yetadi [28, 66].
22 ⃗J    va  	∇с   o'rtasidagi   chiziqli   munosabatlar   (1.19)   buzilgan   yondashuv   ham
mavjud. Masalan, yuqori konsentratsiyali aralashmalar uchun chiziqli bo'lmagan
munosabatni   kuzatish   mumkin   [51].   Ayrim   adabiyotlarda    	
⃗J   o‘zgarishda
xotiraning   ta’siri   hisobga   olingan.   Bunda   (1.19)   ga   nisbatan  
⃗J   differentsial
tenglama sifatida ifodalanadi. Umumiyroq holatda  (1.21)  o rniga (1.19), (1.20)	
ʻ
umumlashgan   bog liqliklar   qo llanilganda   integrodifferensial   tenglamalar	
ʻ ʻ
olinadi.   Bunday   nazariyalar   "nolokal"   deb   ataladi,   bunda   muhitning
dispersiyaviy   xossalari   harakat   tarixiga   va   muhitning   barcha   nuqtalarida
kontsentratsiya   gradientiga   bog'liq.   E'tibor   bering,   materiyaning   o'tish
nazariyasida anomal ta'sirlarni tavsiflash uchun bunday yondashuvlar ancha vaqt
oldin qo'llanilgan. Masalan,  [90] da avtokorrelyatsiya  nazariyasi  taklif  qilingan
bo'lib,   uning   asosida   moddalarni   uzatish   tenglamasi   olingan   bo'lib,   u   bir
o'lchovli ko’rinishga ega.	
∂c
∂t+v∂c
∂x−	D	∂2c	
∂x2=	−	A	(
∂2c	
∂t2+2v	∂2c	
∂t∂x+2v∂2c	
∂x2),
(1.22)
bu yerda   A   yangi  doimiy,	
D=	αLv,  	A=	β/v ,  	β   muhit  xususiyatini  tavsiflovchi
doimiy hisoblanadi.
  (1.22)  tenglama   (1.18)  ko'rinishga  ega bo’ladi, agar  (1.19)  o'rniga  biz (skalar
shaklda) olsak.	
J=−	D	∂c
∂x
−	A	∂J
∂t
−	Av	∂J
∂x
.
(1.23)
 Quyida, kichik miqyosda bir jinsli bo’lmagan muhitlar taklif qilingan	
⃗J=−	D⋅∇	c−	A⋅∂⃗J
∂t
,
(1.24)
bu   yerda   A   tenzor   bo'lib,   u   A   koeffitsientining   uch   o'lchovli   ekvivalenti
hisoblanadi.
23 Shubhasiz,   (1.24),   (1.23)   ning   maxsus   holatidir.   Xuddi   shunday   (1.24)   uchun
(1.22) o'rniga quyidagi uzatish tenglamasini olamiz∂с
∂t+v∂c
∂x−	D	∂2c	
∂x2=	−	A	(
∂2c	
∂t2+2v	∂2c	
∂t∂x).
[50] da suyuqlik oqimi va dispersiyasining yangi termodinamik nazariyasi
asosida   olingan   yuqoridagilarni   umumlashtiruvchi   umumiyroq   bog liqlik	
ʻ
keltirilgan. Bu nazariya muallifning boshqa asarlarida ham keltirilgan [50], ya'ni
[48,   49].   [50]   ning   asosiy   xulosasi   shundan   iboratki,   dispersiya   tenglamalari
suyuqlikning   g’ovak   muhitdagi   harakati   tenglamasidan   Darsi   qonuni   olingani
kabi   g’ovak   muhitdagi   moddaning   ko’chishi   tenglamalaridan   ham   olinishi
mumkin.
Keling, (1.12) xususiy holatni bir o’lchovli  konvektiv a’zo va moddaning
massa almashinuvini hisobga olmagan holda ko'rib chiqaylik.	
∂c
∂t
=−	∂
∂x
(J).
(1.25)
Ma'lumki,   Fick   diffuziyasi   holatida   moddaning   diffuziya   oqimi
quyidagicha aniqlanadi.	
J=−	D(m)∂c
∂x	
,
(1.26)
Bu yerda 	
D(m) -  molekulyar diffuziya koeffitsienti . 
Quyidagi o'lchamsiz o'zgaruvchilarni kiritamiz  	
X	=	x
x0
,	τ=	t
t0
,	c=	c
c0
,   bu
yerda 	
x0,	t0,c0   -  xarakterli uzunlik, vaqt va konsentratsiya, mos ravishda (1.20)
ni (1.25) ga almashtirib, o'lchamsiz o'zgaruvchilarga o'tamiz	
1
t0
∂c
∂τ=	1
x0
2	
∂
∂X	(D	(m)∂c	
∂X	).
(1.27)
24 O'lchovsiz tenglama (1.27) mos keladigan o'lchovli tenglama bilan bir xil
shaklni   saqlab   qolishi   uchun   masshtablar  τ0 va  	x0 o'zaro   bog'liqligi   kerak	
τ0~x0
2.
  Oxirgi   munosabat   Fick   diffuziyasi   uchun   xosdir.   Biroq,   fraktal
tuzilishga   ega   bo'lgan   muhitlarda   o'tkazilgan   ko'plab   tajribalar   bu
munosabatlarni   qoniqtirmasligini   ko'rsatadi   [52].     O’rta   kvadrat   siljishi   vaqtga
quyidagicha bog'liqligi ko'rsatilgan	
¿x2>~t	
2
2+θ,
(1.28)
bu erda 	
θ -  anomal diffuziya indeksi deyiladi.
(1.28) ni hisobga olib, (1.27) da korrelyatsiyani qo’llaymiz	
x0
2~t	
2
2+θ.
(1.29)
Ko'rinib turibdiki, 	
θ=0   (1.29)  dan Fick diffuziyasiga kelamiz.
Masshtablash   munosabati   (1.29)   qanoatlantiriladigan   diffuziya   tenglamasini
olish   uchun  	
J   massa   oqimi   munosabati   mos   ravishda   o'zgartirilishi   kerak.
Bunday holda, Fik qonuni 	
θ=0  dagi o'zgartirilgan munosabatdan kelib chiqishi
aniq.   Tabiiyki, bunday o'zgartirishlar har xil bo'lishi mumkin, shunga ko'ra turli
xil diffuziya tenglamalarini olish mumkin. Ikkita ma'lum  modifikatsiya [39] da
keltirilgan. Ulardan birinchisi  diffuziya koeffitsientining quyidagicha o'zgarishi
bilan bog'liq [72].
D(m)(x)=	D	fx−θ,
(1.30)
bu yerda 	
Df -  doimiy   samarali diffuziya koeffitsienti.
(1.30) dan foydalanib quyidagi diffuziya tenglamasiga kelamiz	
∂c
∂t
=	∂
∂x(D	fx−θ∂c
∂x).
(1.31)
25 (1.31) tenglama uchun (1.29) munosabat bajariladi.
Anomal diffuziya indeksi θ   muhitning fraktal o'lchamiga bog'liq 	df .
Yana  bir   modifikatsiya  massa   oqimining  	
J   modifikatsiyasi  bilan  bog'liq
bo'lib,  u  koordinatadan   kontsentratsiyaning  	
θ+1 -chi  tartibli   kasr  hosilasi   bilan
mutanosib   hisoblanadi,   Va   bu  holda   (1.29)   munosabat   qanoatlantiriladi.   Biroq,
differensial   tenglamaning   tartibi  	
2+θ   ga   teng   bo'ladi ,   bu   esa   masalalarni
qo'yishda   qo'shimcha   muammolarni   keltirib   chiqaradi.   Shuning   uchun
tenglamaning   tartibi   2   ga   teng   yoki   undan   kichik   bo'lishi   kerak.   Bunga   (1.26)
modifikatsiyadan so'ng hosila tartibi 1 ga teng yoki undan kam bo'lganligi bilan
erishiladi.   (1.29)   munosabatni   bajarish   talabi   vaqt   bo'yicha   qo'shimcha   kasr
hosilalarini   kiritishni   talab   qiladi,   bu   esa  	
J   ning   o'zgarishida   lokal   bo'lmagan
ta'sirlarni tavsiflaydi . Bunday ta'sirlar, xususan, [29, 55, 70] da qayd etilgan va
o'rganilgan. Demak, massa oqimi quyidagi shaklda berilishi mumkin	
J=	D	f∂t
1−γ
(
∂βc	
∂xβ),γ>0,	β<1,
(1.32)
Bu   yerda  	
γ   va  	β   mos   ravishda   vaqt   va   fazo   o'zgaruvchisiga   nisbatan
hosilalarning tartibini aniqlaydi.
(1.32) dagi kasr hosilalari tegishli integral tasvirlar bilan aniqlanadi [88].	
∂x
βc=	∂βc	
∂xβ=∫
0
x
(x−	ξ)−β	
Г	(1−	β)
∂c
∂ξ
dξ	,
   	∂t
γc=	∂γc	
∂xγ=∫
0
t	
(t−	ξ)−γ	
Г	(1−	γ)
∂c
∂ξ	
dξ	,
Bu yerda 	
Г(х) -  gamma funksiyasi. 
(1.32) ni (1.25) o rniga qo yish orqali quyidagi hosil bo’ladi	
ʻ ʻ
∂c
∂t=	∂
∂x(D	f∂t
1−γ
(
∂βc	
∂xβ)),
(1.33)
26 bunda   hosilalarning   tartiblari  γ va  	β (1.29)   munosabat   qanoatlantiriladigan
tarzda tanlanishi kerak. Bu talab quydagicha bo’ladi	
t0~x(1+β)/γ.
(1.34)
(1.34) ni (1.29) bilan solishtirsak, quyidagini olamiz	
θ+2=	1+	β
γ	
.
(1.35)
(1.33)   ning   ikkala   qismiga   kasr   integrallash   amalini   qo’llasak,   quyidagi
tenglamani olamiz.	
∂γc	
∂tγ=	∂
∂x(D	f
∂βc	
∂xβ).
(1.36)
Tartibsiz   muhitlarda,   yuqorida   ta'kidlanganidek,   moddaning   tarqalishi
anomal   ta'sirlarning   namoyon   bo'lishi   bilan   sodir   bo'ladi   va   anomaliyaning
mumkin   bo'lgan   sabablaridan   biri   g'ovakli   muhit   strukturasining   bir   jinsli
emasligidir.   YG’M   ni   shunday   vosita   deb   hisoblash   mumkin.   Ba'zi   ishlarda
suyuqlikning   muallaq   va   erigan   moddalar   bilan   birgalikda   yoriqlar   va   g'ovakli
bloklarda alohida oqishini hisobga olgan holda, moddalarni  o'tkazish  modellari
taklif   qilinadi   va   anomal   effektlar   o'rganiladi.   [40]   da   modda
kontsentratsiyasining   kasr   hosilalarini   vaqt   bo'yicha   ham,   koordinatalarda   ham
ishlatadigan,   yoriqlar   va   tasodifiy   taqsimlangan   g'ovakli   bloklar   o'rtasidagi
moddalar almashinuvini, sekinlashuv ta'sirini hisobga oladigan modellardan biri
taklif   qilingan.   Muhitning   kirish   chegarasida   ixtiyoriy,   vaqtga   bog'liq   chegara
sharti uchun YG’M va atrof-muhitdagi moddalar konsentratsiyasi uchun analitik
yechimlar   olinadi.   Moddaning   g'ovakli   bloklarga   anomal   tarqalishi   bilan   bir
qatorda,   o'tkazish   jarayonida   atrof-muhitga   diffuziya   muhim   rol   o'ynashi
ko'rsatilgan.
27 YG’Mda   muhitning   o'zaro   ta'sir   qiluvchi   faol   modda   bilan   aralashma
kiritilganda, o'tkazish xususiyatlari juda katta farq qilishi mumkin bo'lgan zona
paydo   bo'lishi   mumkin.   Umuman   olganda,   YG’Mda   moddani   yoriqlar   bo'ylab
ancha masofaga ko’chish mumkin, shu bilan birga moddaning g'ovakli bloklarga
tarqalishi   bir   vaqtning   o'zida   sodir   bo'ladi.   Moddaning   yoriqlardan   g'ovakli
bloklarga   diffuziya   ko’chishi   sezilarli   bo'lishi   mumkin   bo'lgan   sekinlashuv
hodisalariga olib keladi [71]. Yoriq atrofida o'zgargan zona, xususan, karbonatli
YG’Mlarda,   faol   modda   yoriq   joyni   o'rab   turgan   tog   'jinslari   bilan   o'zaro
ta'sirlashganda, uni eritishi mumkin bo'lganida paydo bo'lishi mumkin [75, 81].
G'ovakli   bloklarga   diffuziyani   klassik   Fick   qonuni   bilan   tavsiflash   mumkin.
Biroq,   bir   jinsli   bo'lmagan   bloklar   uchun,   ayniqsa   moddaning   tog   jinsi   bilan
o'zaro   ta'sirini   hisobga   olgan   holda,   Fick   qonuni   buziladi.   (1.36)   tenglama
anomal   hodisalarni   hisobga   olgan   holda   diffuziya   jarayonini   tavsiflash   uchun
ishlatilishi mumkin.
[37]   da   moddaning   tog   jinslari   bilan   o zaro   ta siri   natijasida   tuzilishiniʻ ʻ ʼ
o zgartirishi   mumkin   bo lgan   atrof   muhit   bilan   bir   yoriqlikdagi   diffuziya	
ʻ ʻ
masalasi ko rib chiqilgan.	
ʻ
Ba'zi   ishlarda   erigan   moddalar   bo'lgan   sovuq   suvni   YG’Mga   quyish
muammolari   tahlil   qilingan.   Issiqlik   va   moddaning   ko’chishi   jarayonida   ham
anomal   hodisalar   hisobga   olinadi.   Modellashtirishda   kasr   hosilali   tenglamalar
bilan amalga oshiriladi.
Yuqoridagi   qisqacha   sharhdan   ko'rinib   turibdiki,   moddalarni   bir   jinsli
bo'lmagan muhitda ko’chish vaqtida anomal  hodisalarni  modellashtirishda turli
xil   yondashuvlar   mavjud.   Anomaliya   effektlarini   tavsiflashning   samarali
usullaridan biri kasr  hosilalari bilan differensial tenglamalardan ham vaqt, ham
fazoda   bo’yicha   hosilalar   hisoblanadi.   Keyinchalik   ushbu   ishda   ushbu
yondashuv   moddalarni   bir   jinsli   bo'lmagan   muhitda   ko’chishning   turli
masalalarini hal qilish uchun ishlatiladi.
28 1.3. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chish jarayonlarini
modellashtirish.
Ma’lumki,   Fik   qonuni   diffuziya   oqimi   va   modda   konsentratsiyasi
gradienti o‘rtasida proportsional bog‘lanishni o‘rnatadi [13, 35]. Bunda moddani
konvektiv ko’chishning tenglamasi  olinadi, uning yechimi turli boshlang'ich va
chegaraviy shartlar uchun olingan. Xususan, impulsiv chegara sharoitlari uchun
bir   jinsli   muhitda   Gauss   taqsimot   funksiyasi   shakliga   ega   bo'lgan   siljish   egri
chiziqlari   olinadi.   Biroq,   bir   qator   holatlar   uchun   bunday   model   shartlari
buziladi.   Bunday   holda,   ko'pincha   ikkita   qoidabuzarlik   aniqlanadi:   1)
kontsentratsiya   profillarining   nisbatan   tez   o’sishi,   2)   dum,   ya'ni   siljish   egri
chiziqlarining   tushuvchi   qismining   nisbiy   uzayishi.   Bu   anomaliyaning
natijasidir, ya'ni moddaning fick bo'lmagan ko’chishi.
Haqiqiy   suv   omborlarida   va   laboratoriya   tajribalarini   o'tkazishda
moddalarning ko’chining anomal tabiati ko'pincha kuzatiladi, buni klassik Fick
qonuniga   asoslangan   an'anaviy   modellar   doirasida   tasvirlash   qiyin.   So'nggi
vaqtlarda   adabiyotda   klassik   Fik   qonuni   [39]   asosida   qurilmagan   moddaning
diffuziya   ko’chishining   yangi   matematik   modellari   berilgan   bir   qator   ishlar
paydo   bo'ldi.   Suyuqlikda   muallaq   kichik   zarralar,   turli   kuchlar   ta'sirida   g'ovak
bo'shlig'ida   harakatlanayotganda,   harakatning   murakkab   traektoriyasiga   ega
bo'lishi mumkin. Berilgan zarrachaning ma'lum bir nuqtada vaqtning ma'lum bir
nuqtasida   bo'lish   ehtimoli   normal   taqsimotga   ega   bo'lolmaydi,   shuning   uchun
klassik   Fick   nazariyasidan   foydalanish   yetarli   asosga   ega   emas.   Bunday
vaziyatda,   [18,20,70]   da   ko'rsatilganidek,   ehtimollik   modellaridan
foydalanganda,   ehtimollik   zichligi   vaqt   va   fazoviy   koordinata   bo'yicha   kasr
hosilalarini o'z ichiga olgan tenglamalarni qanoatlantiradi.
Yoriq   g’ovak   muhit   (YG’M)   juda   murakkab   tuzilishga   ega   va   ko'pincha
fraktallar   deb   hisoblanadi.   Yoriqlar   va   g'ovak   bloklarning   murakkab   tuzilishi
natijasida muallaq zarrachalarning trayektoriyasi ham murakkab tuzilishga ega.
Bunday   muhitda   moddalarni   uzatishning   birinchi   modellaridan   biri   [38]   da
29 ko’rsatilgan. Bicontinuum yondashuvi  [11] doirasida kasr  hosilalarni  o'z ichiga
olgan   YG’Mda   konvektiv   tashish   tenglamalari   analitik   tarzda   olinadi.
Tenglamalar   YG’Mda   moddalarni   uzatish   jarayonlarini   tahlil   qilish   uchun
ishlatilgan [37,40].
Fraktal   tuzilishga   ega   muhitda   diffuziya   jarayonlarini   modellashtirishga
turli   yondashuvlar   [21,42,72]   da   keltirilgan.   Muammoning   holatining   nisbatan
batafsil tahlili [52] da keltirilgan.
Yer   osti   suv   havzalarining   ifloslanishi   atrof-muhitni   muhofaza   qilishda
katta   muammo   hisoblanadi.   Ifloslantiruvchi   moddalar   har   xil   tabiatga   ega
bo'lishi   mumkin   -   organik   birikmalar,   og'ir   metallar,   radioaktiv   moddalar,   turli
sanoat  chiqindilari  va boshqalar  [34,36]. Ko'pgina yer osti  suv omborlari yoriq
g’ovakli   yoki   sof   yoriq   tipga   ega.   Birinchisida   yoriqlar   bilan   kesilgan   g’ovak
bloklar   g’ovakli   va   o'tkazuvchan,   ikkinchisida   esa   ular   g’ovakli   emas   (bir   oz
g’ovakli, shuning uchun suv o'tkazmaydigan). Yoriqlar odatda fraktal tuzilishga
ega   va   nisbatan   yaxshi   o'tkazuvchandir   [40,41].   YG’Mda   asosiy   suyuqlik
zahiralari g’ovakli bloklarda joylashgan va yoriqlar harakatning asosiy kanallari
hisoblanadi.   Bu   xususiyatlar   jarayonni   matematik   modellashtirishning   asosini
tashkil qilishi kerak.
So'nggi   vaqtlarda   fraktal   tuzilishga   ega   bo'lgan   muhitda   diffuziya
jarayoniga   katta   e'tibor   berilmoqda   [52].   [42]   da,   fraktal   geometriyaga   ega
bo'lgan bir jinsli bo'lmagan g'ovakli muhitda bir jinsli bo'lmagan suyuqlik oqimi
uchun   fraktal   kechikish   vaqtiga   ega   nisbatan   oddiy   model   taklif   qilingan.   Bir
jinsli   bo lmagan   muhitda   moddalarni   tashish   bo yicha   olib   borilgan   dalaʻ ʻ
eksperimental tadqiqotlarida [14,84] moddaning konsentratsiya profillari klassik
Fik qonuniga qaraganda tezroq harakatlanishi, assimetriya va tik oldingi chetiga
ega ekanligi aniqlandi. Bu ta'sirlarni klassik Fik qonuni va mos keladigan massa
uzatish   tenglamasi   doirasida   tasvirlab   bo'lmaydi.   Kuchli   bir   jinsli   bo lmagan	
ʻ
muhitda   moddalarning   o tkazilishining   anomal   xarakterini   kasr   hosilalari   bilan	
ʻ
differensial   tenglamalar   yordamida   modellashtirish   mumkinligi   ko rsatilgan	
ʻ
30 [10,19,53].   Xususan,   quyida,   massa   balansi   tenglamasiga   vaqtga   nisbatan
konsentratsiyaning   kasr   hosilasi   bilan   qo'shimcha   atamaning   kiritilishi   ikki
zonali   yondashuvlar   nuqtai   nazaridan   tushuntirilgan,   bunda   moddaning
harakatchan   zonadan   ko’chishi   statsionar   suyuqlik   bo'lgan   zonaga   turli
intensivlikda sodir bo'ladi [27, 44, 45].
YG’Mda  moddalarni   ko’chishining  eng  oddiy modellari   individual   yoriq
va   uni   o'rab   turgan   g'ovakli   muhitni   o'rganish   bilan   bog'liq.   Bunday   muhitda
moddaning   ko’chishini   eksperimental   tadqiqotlar   [82]   ko'rsatadiki,   uzun   dum
shakllanishi  joy almashish egri chizig'ida topiladi. Bu Darsi qonuni  buzilganda
va Forxxaymer qonuni ishlaganda, yoriq atrofida chegara qatlami mavjudligi va
yuqori oqim tezligi bilan izohlanadi. Eksperimental joy almashish egri chiziqlari
ikki   zonali   yondashuv   [25,78,79]   yordamida   ishlangan,   ya'ni   birida   suyuqlik
harakatchan, ikkinchisida esa harakatsiz bo'lgan ikki qonunga ega muhitni ko'rib
chiqadigan. Ushbu model asosida tuzilgan eksperimental va nazariy siljish egri
chiziqlari o'rtasida yaxshi natijaga erishiladi.
Anomal modda ko’chishi Fickning chiziqli bo'lmagan qonuni ko'rinishida
ham   namoyon   bo'lishi   mumkin   [51].   Suyuqlikda   yuqori   konsentratsiyali
moddalar   bo'lsa,   moddalar   oqimining   zichligi   va   kontsentratsiya   gradienti
o'rtasidagi   chiziqli   bog'liqlik   buziladi.   Eksperimental   ma'lumotlarni   qayta
ishlash   shuni   ko'rsatadiki,   moddaning   past   konsentratsiyasida   Fick   qonuni
qoniqarli   ishlaydi.   Biroq,   yuqori   konsentratsiyalar   uchun   eksperimental
ma'lumotlarning   yaxshi   tavsifini   faqat   chiziqli   bo'lmagan   nazariya   yordamida
olish   mumkin.   Xuddi   shunday   xulosalar   turli   omillarning   ko'rsatilgan   model
parametrlariga ta'siri bilan izohlangan.
Anomal hodisalarni hisobga olish uchun Fick qonuni ba’zan inertial atama
–   modda   oqimi   zichligining   vaqt   hosilasini   ham   o‘z   ichiga   oladi   [9,50,61].
Bunday   holda,   moddalarni   ko’chishi   giperbolik   tenglamalari   olinadi,   ular
kontsentratsiya   profillarining   tarqalish   tezligining   cheklanganlik   xususiyatiga
ega,   ya'ni   kontsentratsiya   to'lqinlari   hosil   bo'ladi.   Makroskopik   modellashtirish
31 asosida   modda   oqimi   zichligining   bo'shashish   vaqti   juda   qisqa   ekanligi
ko'rsatilgan.   [61]   da   turli   parametrlarning   differensiallanishiga   qarab,
konsentratsiya   to lqinlarining   tarqalish   xarakteristikalari   ham   har   xil   bo lganʻ ʻ
turli uzatish qonunlarini olish mumkinligi ko rsatilgan.	
ʻ
Bir   qator   ishlar   g'ovak   muhitda   modda   va   suyuqlikning   ko’chish
qonuniyatlarida   xotira   effektlarini   hisobga   olishga   bag'ishlangan.   [23,43]   da
Darsi   qonuni   xotira   effektlarini   kiritish   uchun   umumlashtiriladi.   Suyuqlik
bosimini   uning   zichligiga   bog'lovchi   umumiy   holat   tenglamasi   ham   qabul
qilinadi. Tajriba natijalari tavsiya etilgan modellar yordamida tavsiflanadi. Shuni
ta'kidlash   kerakki,   g'ovakli   muhitda   suyuqlik   harakati   paytida   xotira
effektlarining   namoyon   bo'lishi   g'ovak   bo'shlig'ida   moddalarning   ko’chishi   va
massa   almashinuvi   jarayonlari   bilan   bog'liq   bo'lishi   mumkin   .   Shunday   qilib,
o’tirgan   zarralar   suyuqlik   o'rniga   harakat   qilganda,   g'ovaklarga   joylashadigan
ba'zi   zarralar   ularning   hajmini   kamaytirishi   va   ba'zan   ularni   yopishi   mumkin,
ularning   ba'zilari   g'ovakli   muhit   skeleti   bilan   kimyoviy   yoki   fizik   ta'sirga
kirishishi   mumkin.   G'ovak   bo'shlig'i   tuzilishining   o'zgarishiga   olib   keladi.
Bularning   barchasi   muhitning   o'tkazuvchanligining   o'zgarishiga   olib   keladi   va
bu   o'z   navbatida,   suyuqlik   harakatlanayotganda   xotira   effektlarining   namoyon
bo'lishiga   olib   keladi.   [43,57]   da   xotira   effektlarining   namoyon   bo'lishini
ko'rsatuvchi   eksperimental   tadqiqotlar   natijalari   keltirilgan.   Holat   va   filtratsiya
qonunlarining   tenglamalari   vaqt   bo'yicha   oqimning   asosiy   xarakteristikasining
kasr hosilalarini o'z ichiga oladi. Tajriba natijalarini qayta ishlash hosilalarning
tartibini   birlikdan   ancha   kichik   chegaralar   ichida   beradi.   Bu  	
0,12	÷0,37   xotira
effektlarining roli katta ekanligini ko`rsatadi.
Sierpinski   sohasida   tartibsiz   muhitda   diffuziya   ko'rib   chiqiladi.   Suyuqlik
va   moddalarning   fraktal   tuzilishga   ega   bo'lgan   muhitda   ko’chishi   perkolatsiya
nazariyasi bilan chambarchas bog'liqdir [85,86].
Shuni  ta'kidlash  kerakki,  erigan  moddalar  va  suyuqlikda  muallaq  kolloid
zarrachalarni   ko’chishni   modellashtirishga   yondashuvlar   g'ovakli   muhitlarda
32 o'xshashdir.   An'anaviy   modellar   muvozanat   tenglamasidan   va   g'ovaklardagi
moddalarning   cho'kishi   (cho'kishi)   kinetikasidan   iborat.   Balans   tenglamasi
odatda   konvektiv   diffuziya   tenglamasidan,   zarracha   (yoki   erigan   moddalar)
oqimi   konvektiv   va   dispersiv   oqimlar   yig'indisidan   iborat.   Zarrachalarning
cho'kish va ajralish kinetikasi uchun ham turli xil tenglamalar mavjud. Bir qator
ishlarda   eksperimental   ma'lumotlarni   klassik   ko’chish   modellari   bo'yicha
tavsiflash   amalga   oshirildi.   Biroq,   bir   jinsli   bo’lmagan   muhitlar   uchun   bunday
modellar odatda yaxshi natijalar bermaydi. Bunday bir jinsli bo’lmagan muhitlar
anomal   effektlar   paydo   bo'lishi   mumkin,   ular   uchun   yuqorida   tavsiflangan
yondashuvlar modellashtirish uchun ishlatilishi mumkin.
Klassik   modellarga   muvofiq,   muhitning   chiqish   joyidagi   siljish   egri
chiziqlari suyuqlik teshiklarning biror hajmidan o’tgandan keyin paydo bo'ladi.
Biroq,   bu   shart   har   doim   ham   qondirilmaydi,   qattiq   zarrachalar   va
polimerlarning   ba'zi   suspenziyalari   uchun   bunday   og'ish   [12,   65,   106]   da
kuzatilgan.   Bu   shuni   anglatadiki,   fenomenologik   modellar   suspenziya   filtrlash
mexanizmlarini to'g'ri, umumlashtirmaydi va universal tarzda tavsiflay olmaydi.
Bunday  vaziyatda   modellashtirishning  mumkin  bo'lgan  va  samarali   usullaridan
biri mikrogrid modellaridan foydalanish bo'lishi mumkin. Bunday modellarning
ayrimlari   [15,76,77]   da   taklif   qilingan.   Yangi   populyatsiya   balansi   modelida
qayta   tavsiflangan   bo'lib,   u   zarrachalar   oqimining   kamayishi,   g'ovak
bo'shlig'ining selektivligini hisobga oladi (katta o'lchamdagi zarralar uchun ba'zi
g’ovaklardan   o'tib   bo'lmaydi,   nisbatan   kichikroq   bo'lgan   zarralar   uchun   ular
o'tish   mumkin).   Olingan   yechimlar   siljish   egri   chiziqlari   klassiklardan   sezilarli
darajada   og'ishini   ko'rsatadi.   Umuman   olganda,   fenomenologik   modellar   bilan
bir   qatorda   statik   (stokastik)   modellashtirishdan   ham   samarali   foydalanish
mumkin.
Taqdim   etilgan   qisqacha   sharh   shuni   ko'rsatadiki,   moddaning   bir   jinsli
bo'lmagan g'ovakli muhitda anomal tarqalishi (dispersiyasi) moddalarni ko’chish
jarayonlarini   tahlil   qilishda   hal   qiluvchi   ahamiyatga   ega   bo'lishi   mumkin.   Shu
33 bilan   birga,   jarayonlarni   matematik   modellashtirishga   turli   xil   yondashuvlar
mavjud.   Vaqt   va   koordinata   bo'yicha   kasr   hosilalaridan   foydalanish   usuli
nisbatan yangi  bo'lib, moddalarning anomal  ko’chish ta'sirini sifat  va miqdoriy
baholashda   muvaffaqiyatli   qo'llanilishi   mumkin.   Ko’chish   tenglamalarida   kasr
hosilalarining   paydo   bo'lishi   bir   jinsli   bo'lmagan   muhit   yoki   ularning   fraktal
tuzilishining buzilishining bevosita natijasidir.
II BOB.  G ’ ovak muhitda anomal modda ko’chishi bir o’lchovli masalasini
sonli yechish
Bu   bobda   biz   g ’ ovak   muhitda   anomal   modda   ko’chishi   bir   o’lchovli
masalasini   sonli   yechish   muammolarini   ko’rib   chiqqanmiz.   Jumladan   2.1-
bo’limda   yoriq-g'ovak   muhitda   anomal   modda     ko’chishda   kasr   hosilalar   va
ularni   hisoblash   masalasini,   2.2-bo’limda   esa   g’ovak   muhitda   anomal   modda
ko’chish  masalasini  yechish,  2.3-bo’limda  esa  g'ovakli  muhitda anomal  modda
ko’chishning bir o'lchovli teskari masalasini sonli yechish muammolarini ko’rib
chiqqanmiz.
2.1. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda  ko’chishda kasr hosilalar va
ularni hisoblash .
34 §1.2 da ta'kidlanganidek, moddaning bir jinsli bo'lmagan muhitda anomal
ko'chishi   vaqt   va   fazoda   kasr   hosilalarini   o'z   ichiga   olgan   tenglamalar   bilan
tavsiflanadi. Bu tenglamalarni yechish uchun kasr hosilalari funksiyalarning o‘zi
yoki   ularning  butun  tartibli   hosilalari   bilan   ifodalanishi   kerak.   Asosan,   chiziqli
masalalar   uchun   operatsion   usul,   xususan,   Laplas   o'zgartirishlar   usuli
qo'llanilishi   mumkin.   Ammo,   umumiy   holatda,   sonli   usullar,   xususan,   chekli
ayirmalar   usuli   qo'llaniladi.   Shuning   uchun   kasr   hosilalarini   diskretlashtirish
masalalari   muhim   ahamiyat   kasb   etadi.   Quyida   ushbu   masalaga   oydinlik
kiritadigan   ba'zi   ma'lumotlar   mavjud.   Oddiy   ko’chish   masalasi   uchun   turli   xil
yechim   usullarini   qo'llash   imkoniyati   haqida   to'xtalmaymiz   .   Kasr   hosilalari
bo'lgan tenglamalarni yechish usullari haqida ma'lumot beraylik.
[40] da transformatsiyalar guruhlari ortidan moddaning ko’chish masalasi
boshlang ich   va   chegaraviy   shartlarga   ega   (o lchamsiz   birliklarda)   quyidagiʻ ʻ
tenglama ko’rinishda keltiriladi:	
∂C
∂t+b∂γC
∂tγ+∂βC	
∂tβ=−	∂C
∂X	,	0<X	<∞	,
(2.1)	
C(0,X	)=0
(2.2)	
C(t,0)=c0(t),
(2.3)
bu yerda 	
c0(t) - berilgan funksiya. 
(2.1) (2.3)   masala    	
‒	t   o zgaruvchiga   nisbatan   Laplas   konvertatsiyasi	ʻ
yordamida yechiladi .  O'zgartirishlarda tenglama olinadi	
d¯c	
dX	
=	−	¯c(s+bs	γ+sβ),
(2.4)	
¯c(0)=	¯c0,
(2.5)
bu yerda 	
¯c=	L(c),	L - Laplas o'zgartirish operatori . 
35 (2.4) yechim (2.5) ko'rinishga ega¯c=	s¯c0¯ϕ(s,X	)exp	(−	Xs	),
(2.6)
bu yerda 	
¯ϕ(s,X	)=	1
s
exp	[−	(sβ	+bs	γ)X	].
(2.6) dan quyidagiga kelamiz	
C(t,X	)=	∂
∂t∫
0
t
c0(t−τ)χ(τ−	X	)ϕ(τ−	X	,X	)dτ	,
(2.7)
Bu yerda 	
χ(τ)  Heaviside birligi funktsiyasi , 
ϕ(t,X)=1−
1
π
∫
0
∞
exp	[−ξt−X(bξ
γ
cos	(πγ)+ξ
β
cos	(πβ))]׿¿×sin	[X(bξ
γ
sin(πγ)+ξ
β
sin(πβ))]
dξ
ξ	
.
Xususiy holatda, (2.7) dan 	
c0(t)=1  bo’lganda quyidagiga kelamiz	
C	(t,X	)=	χ(t−	X	)ϕ(t−	X	,X	).
(2.8)
(2.8) dan 	
γ=	1
2	
,	β=	1
2  uchun quydagicha 	
C	(t,X	)=	χ(t−	X	)erfc	[
X	(1+b)	
2√t−	X	].
Adsorbsiya,   zarrachalarning   cho'kishi   va   g'ovaklarning   zarrachalardan
ajralib   chiqish   hodisalarini   hisobga   olgan   holda   bir   jinsli   bo'lmagan   muhitda
moddalarni ko’chishi uchun eng oddiy holatlarda (chiziqli sorbsiya izotermlari,
sorbsiyaning   chiziqli   kinetikasi,   tiqilib   qolish   va   suffuziyaning   chiziqli
kinetikasi   va   boshqalar)     chiziqli   shaklga   ega   bo'lgan   ko’chish   tenglamalari
tizimlari   ham   olinadi   [24,39].   Bu   tenglamalarni   yechish   uchun   ba'zi   analitik
yechish usullarini, masalan, Laplas o'zgartirishlar usulini ham qo'llash mumkin.
36 Biroq,   bu   holatda   ham,   analitik   yechimni   olish   bir   qator   qiyinchiliklarga   duch
kelishi   mumkin.   Shu   sababli,   g'ovakli   muhitda   moddalarni   ko’chish   masalalari
hal qilishning eng universal usullari sonli usullardir. 
§1.2   da   qayd   etilgan,   atrof   muhit   jinslarning   xususiyatlarining   o'zgarishi
bilan   bitta   yoriqda   moddalarni   ko’chish   masalasi,   tebranish   usuli   bilan   hal
qilindi.   Tenglamalar   quyidagi   o'zgaruvchilar   kiritilishi   bilan   o'lchovsiz   shaklga
keltiriladi.Ci=	ci
c0
,	t=	τ
τ0
=	τD	2
1γ	
x0
(1+β)γ
,Y=	y
y0
,	ε=	D	2
χγ	
D1	
y0
1+α−(1+β)χγ,	Km=	m2
m1
.
Tenglamalarning o'lchamsiz shakli va unga mos keladigan boshlang'ich va
chegara shartlari quyidagicha	
εD	t
χC	1=	D	Y
α+1C1,	0<Y<1,
(2.9)	
Dt
γC2=	DY
β+1C2,Y>1,
(2.10)	
C1(0,Y	)=C2(0,Y)=	0,
(2.11)	
C1(t,0)=1,
(2.12)	
C1(t,1)=C2(t,1),
(2.13)	
Dt
1−χDY
αC1=	εK	mDt
1−γDY
βC2,
(2.14)	
C2(t,∞	)=	0,
(2.15)
bu yerda 	
Dt
χC=	∂χc	
∂tχ,	DY
αC=	∂αc	
∂Yα.
(2.9)   (2.15) masala yechimi quyidagicha ifodalanadi	
‒
37 C1(t,Y)=	∑
k=0
∞	
U	k(t,Y)εk,C2(t,Y)=	∑
k=0
∞	
Vk(t,Y)εk,bu yerda 	
Uk(t,Y),Vk(t,Y) - noma'lum funktsiyalar.
Suyuqlik oqimi bilan bog'liq masalalar  uchun, xotira effektlarini hisobga
olgan   holda,   filtratsiya   qonuni   uchun   ham,   suyuqlik   zichligiga   bosim   bilan
bog'liq bo'lgan holat tenglamasi uchun ham kasr hosilalari ishlatilgan.
Demak [23,43] Darsi qonuni va holat tenglamasida	
⃗q=−D	∇	p,
(2.16)	
p=	Gρ	,
(2.17)
bu   yerda  	
⃗q   -   suyuqlik   massasi   oqimi,  	p -   bosim,  	ρ   -   suyuqlik   zichligi,  	D   -
filtrlash   koeffitsienti,  	
G   -   koeffitsient,   xotira   effektlarini   hisobga   olgan   holda
yoziladi. 	
f1(t)∗⃗q=−	f2(t)∗∇	p,
(2.18)	
ϕ1(t)∗	p=	ϕ2(t)∗ρ,
(2.19)
Bu yerda 	
f1(t),f2(t),ϕ1(t),ϕ2(t) -integro-differensial operatorlar va 	¿ vositalar 	
f(t)∗g(t)=∫
0
t	
f(t−ξ)g(ξ)dξ	.
(2.18), (2.19) munosabatlari quydagi ko’rinishga keltiriladi	
(γ+ε	∂n1	
∂tn1)⃗q=	−(c+d	∂n2	
∂tn2)∇	p,
(2.20)	
(a+b	∂m1	
∂tm1)p=	−	(α+	β	∂m2	
∂tm2)ρ,
(2.21)
38 bu yerda γ,ε,c,d,a,b,α,β    " xotira sozlamalari",	‒	0≤n1,n2,m1,m2<1.
(2.20), (2.21) da kasr hosilalari Caputo [22] ga muvofiq aniqlanadi.	
f(n)(t)=	∂nf(t)	
∂tn	=	1	
Г	(1−n)∫
0
t
(t−	ξ)−ndf	(ξ)	
dξ	dξ	.
(2.22)
 	
⃗q  bir o'lchovli holatda aniq, analitik yechim olindi . 
Yuqoridagi   natijalar   kasr   hosilalari   bilan   differensial   tenglamalarni
yechishda   operativ   usulni   qo‘llash   mumkinligini   ko‘rsatadi.   Tabiiyki,   masala
chiziqli bo'lishi kerak.
Filtrlash   qonunida   xotiraning   ta'sirini   hisobga   olish   uchun   biroz
boshqacha yondashuv mavjud. Masalan, [19] adabiyotlarda	
v=	μ	∂α
∂tα(
∂p
∂x),
(2.23)
bu yerda 	
α,0≤	α<1  parametr xotira rolini o'ynaydi.
(2.23)   natijasida   suyuqlikning   qovushqoqlik   effekti   ham   xotiraga   ega
bo'ladi.
Qayd etilgan yechim usullari o'ziga xos xususiyatga ega, ya'ni ularni kasr
hosilalari   bo'lgan   umumiy   tenglamalarga,   xususan,   chiziqli   bo'lmaganlarga
qo'llash   mumkin   emas.   Shu   jihatdan   sonli   usullar,   xususan,   chekli   ayirmalar
usuli   universaldir.   Keyinchalik,   kasr   hosilalari   bilan   differensial   tenglamalarga
ushbu usulni qo'llash imkoniyatlarini ko'rib chiqamiz.
Diffuziya   masalalarida   kasr   hosilalardan  foydalanish   yaqin   yillarda   katta
qiziqish   uyg'otdi.   Xuddi   shu   ishda   kasr   hosilalarini   yaqinlashtirishning   ba'zi
usullari   keltirilgan.   Diffuziya   masalalarida   [19,56,73]   ishlar   kasr   hosilalaridan
foydalanishga   bag'ishlangan.   Kasrli   hosilalarni   yaqinlashtirish   butun   tartibli
oddiy   hosilalarni   yaqinlashtirishga   qaraganda   qiyinroq.   Bu   kasr   hosilalarining
39 lokal   bo'lmagan   xususiyatga   ega   ekanligi   bilan   bog'liq.   Berilgan   nuqtada
hosilani   taxminan   hisoblash   uchun   berilgan   nuqta   yaqinidagi   ma'lumotlardan
foydalanish   kerak,   hosila   hisoblash   nuqtasi   mintaqa   chegarasidan   qanchalik
uzoqda bo'lsa, hosilani hisoblash uchun shuncha ko'p hisob ishlatiladi.
Kasr   hosilalarini   aniqlash   uchun   ba'zi   formulalarni   keltiramiz   [62].   Kasr
hosilalari   uchun   eng   mashhur   ta’rif   Rimann-Liuvil   formulasi   bo'lib,   u
quyidagicha x∈[a,b] aniqlanadi.	
D	RL
α	u(x)=	1	
Г(n−α)	
dn
dx	n∫
a
x
u(ξ)(x−	ξ)n−α−1dξ	,
(2.24 )
bu yerda 	
α hosila tartibi, 	n−	1<α<n,n=	[α]+1,[α]−	α  ning butun qismi.
Yana bir ta'rif - Grunvald-Letnikov formulasi	
D	GLα	=	lim
Δx	→0	
1
Δx	α	∑
k=0	
[x−a
Δx	]
(−	1)k¿(α¿)¿	
¿	¿¿
(2.25)
bu yerda 	
α>0  hosila tartibi . 
Haqiqiy   sonlar   to'plamida   har   bir   chegaralangan   funksiya  	
u(x)   uchun
(2.24) qator mutlaqo yaqinlashadi.
(2.25)   dan   foydalanish   ko'pincha   turg’unmas   ayirmali   sxemalariga   olib
keladi va yaqinlashish aniqligi odatda birinchi tartibdan yuqori emas.
Kasr   hosilasining   yana   bir   ta'rifi   Kaputo   [22]   tomonidan   taklif   qilingan.
Bu   (2.22)   formula   bo'lib,   uni   (2.24),   (2.25)   ga   o'xshash   yozuvda   quydagi
ko’rinishda yozamiz.	
Dc
αu(x)=	1	
Г	(n−α)∫
a
x
(x−	ξ)n−α−1dnu(ξ)	
dx	n	dξ	,
(2.26)
bu yerda 	
n−	1<α<n,n=	[α]+1.
40  (2.26 ) formula (2.24) ga nisbatan bir qator afzalliklarga ega. (2.24) ning
eng   mashhur   va   muhim   kamchiligi   shundaki,   Laplas   o'zgartirish   usulidan
foydalanganda   hosila  DRL
α	u(x)   ning   chegara   qiymati  	x=0   pastki   chegara
nuqtasida   paydo   bo'ladi.   Bu   qiymat   ko'pincha   muayyan   muammolarni   hal
qilishda   fizik   talqinga   ega   emas.   (2.26)   formula   Laplas   o'zgarishlaridan
foydalanganda,   aniq   fizik   ma'noga   ega   bo'lgan  	
x=	a   nuqtadagi     butun   tartibli
hosila   qiymatini   beradi.   Bundan   tashqari,   doimo   Kaputo   hosilasi   (2.26)   nolga
teng,   Rimann-Liouvil   hosilasi   esa   nolga   teng   emas.   Bu   Caputo   va   Riemann-
Liouville   hosilalarining   o'ziga   xos   xususiyatlarini   tavsiflaydi.   Agar  	
Dc
αu(x) va	
DRL
α	u(x)
mavjud bo'lsa, 	[a,b], unda har qanday uchun	1<α<n
 tenglik 	x∈[a,b]
uchun amal qiladi	
Dc
αu(x)=	D	RL
α	u(x)−	∑
k=0	
n−1dku(a)	
dx	k	
(x−	a)−α+k	
Г	(−	α+k+1).
To'r   oralig'i  	
Δx	− bo'lgan   nuqtalar   bilan   quyidagi   to’rni   kiritamiz.	
xj=	a+	jΔx	,	j=	0,1	,...,N	,
Kaputo hosilasining yaqinlashuvini ko'rib chiqamiz	
Dc
αu(x)=	1	
Г(2−α)∫
a
x
(x−	ξ)1−αd2u(ξ)	
dξ	2	dξ	.
(2.27)
(2.27) dan 	
xj  har bir nuqtada quydagi ko’rinishga kelamiz	
Dcαu(xj)=	1	
Г	(2−	α)∑k=0
j−1
∫
xk
xk+1
(xj−	ξ)1−αd2u	
dξ	2dξ	.
(2.28)
Odatdagi 	
Dc
αu(xj)  approksimasiyasi	
Dc,1
α,Δx	u(xj)=	1	
Г	(2−	α)∑
k=0
j−1u(xk+2)−	2u(xk+1)+u(xk)	
Δx	2	∫
xk
xk+1
(xj−	ξ)1−αdξ	=
41 =	1	
Г	(2−	α)∑
k=0
j−1u(xk+2)−	2u(xk+1)+u(xk)	
Δx	2	⋅Δx	2−α	
2−	α	dj,k=	
=	Δx	−α	
Г	(3−	α)∑
k=0	
j−1
(u(xk+2)−	2u(xk+1)+u(xk))dj,k,(2.29)
bu yerda 	
dj,k=(j−	k)2−α−(j−	k−	1)2−α.
Approksimasiya (1.59) birinchi darajali	
O(Δx	).
Endi ikkinchi tartibli approksimasiyani ko'rib chiqamiz. Buning uchun har
bir nuqtada 	
xj,j=1,2,...,N−1  ni hisoblashimiz kerak	
1	
Г(2−	α)∫
a
xj
(xj−	ξ)1−αd2u(ξ)	
dξ	2	dξ	.
(2.30)
Integrallarni (2.30) hisoblash uchun funktsiyaning ikkinchi hosilasi tugun	
u
nuqtalari  	Sj(ξ)   kiritilgan   to'rning   tugun   nuqtalariga   to'g'ri   keladigan	
xk,k=0,1,...,j
  chiziqli   splinelar   bilan   yaqinlashadi.   Splayn  	Sj(ξ),   quyidagicha
aniqlanadi.	
Sj(ξ)=	∑
k=0
j	d2u(xk)	
dξ	2	Sj,k(ξ),
(2.31)
bu yerda  	
Sj,k(ξ)   har bir interval uchun  	[xk−1,xk+1],1≤	k≤	j−1, formulalar bilan
berilgan	
S
j,k
(ξ)=¿
{
ξ−xk−1	
x
k
−x
k−1
,x
k−1
≤ξ≤x
k
,¿
{
xk+1−ξ	
x
k+1
−x
k
,x
k
≤ξ≤x
k+1
,¿¿¿¿
42 For k=	0  va 	k=	j,Sk,j(ξ) shaklida berilgan	
Sj,0(ξ)=¿
{
x1−ξ	
x1−x0
,x0≤ξ≤x1¿¿¿¿	Sj,j(ξ)=¿
{
ξ−xj−1	
xj−xj−1
,xj−1≤ξ≤xj¿¿¿¿
Shunday qilib, (2.30) ga yaqinlik quyidagi shaklga ega	
1	
Г(2−	α)∫
a
xj
(xj−	ξ)1−αd2u(ξ)	
dξ	2	dξ	=	1	
Г(2−	α)∫
a
xj
(xj−	ξ)1−αSj(ξ)dξ	=	
=	1	
Г(2−	α)∑
k=0
j	d2u(xk)	
dξ	2	∫
a
xj
(xj−	ξ)1−αSj,k(ξ)dξ	=	Δx	2−α	
Г(4−	α)∑
k=0
j	d2u(xk)	
dξ	2	aj,k,
bu yerda	
aj,k=	(j−	1)3−α−	j2−α(j−	3+α),k=	0,	
aj,k=	(j−	k+1)3−α−	2(j−	k)3−α+(j−	k−	1)3−α,	1≤	k≤	j−	1,	
aj,k=1,k=	j.
Natijada, Kaputo hosilasining yaqinlashuvini quyidagicha yozish mumkin	
Dc
α,Δx	u(xj)=	Δx	−α	
Г	(4−	α)[aj,0δ0u0+∑
k=1
j	
aj,kδ2uk],
(2.32)
bu yerda 	
δ0,δ2 - quyidagi operatorlar 	
δ0uj=	2u(xj)−	5u(xj+1)+4u(xj+2)−	u(xj+3)	
δ2uj=	u(xj+1)−	2u(xj)+u(xj−1).
Agar  	
u(x)∈C3[a,b] va  	1<α<2, keyin   approksimasiya   (2.32)   ikkinchi
tartibli bo'ladi,  ya'ni	
O(Δx	2).
43 Shunga   o'xshash   approksimasiyalarni   Riemann-Liouville   va   Grunvald-
Letnikov   hosilalari   uchun   ham   kiritish   mumkin.   Ammo,   kelajakda   biz   faqat
Caputo lotinlaridan foydalanamiz, shuning uchun bu approksimasiyalar bu yerda
berilmaydi.   So'nggi   paytlarda   asosan   Kaputo   formulasidan   foydalanilganiga
qaramay,   Riemann-Liouville,   Grunvald-Letnikov   kasr   hosilalari   qo'llaniladigan
ishlar   mavjud.   Shunday   qilib,   masalan,   [68]   da   kasr   hosilasi   bilan   parabolik
tenglama uchun qo'yilgan namlikning tarqalishi masalasini sonli hal qilish uchun
quydagi tenglamadan foydalanamiz.∂u(t,x)	
∂t	=	D	∂αu(t,x)	
∂xα	,1<α<2
Grunvald-Letnikov hosilasi ishlatilgan.
Quyida   konvektiv-diffuziya   ko’chishning   bir   o'lchovli   tenglamasi   ko'rib
chiqiladi.	
∂γc	
∂tγ+v∂c
∂x=	D	∂αc	
∂xα,
(2.33)
Bu yerda 	
0<γ≤	1,1<α≤	2.
(2.33) ni to’r usulida yechish uchun quyidagi to’r kiritiladi:	
xj=	jh	,h>0,tn=	nτ	,τ>0,	j=0,1,...,	n=0,1,...,	
h,τ−	x
va vaqt 	t bo'yicha to’r qadamlari.
Kaputo tomonidan aniqlangan vaqtga nisbatan kasr hosilasi	
∂
γ
c(t,x)	
∂t
γ	=¿
{	
1	
Г(1−γ)
∫
0
t
(t−ξ)
−γ∂c
∂ξ
dξ	,0<γ<1,¿¿¿¿
(2.34)
To’rning tugun nuqtasida 	
(tn,xj) (2.34) integral quyidagicha aniqlanadi
44 ∂γс	
∂tγ|(tn,xj)=1
Г(1−γ)∫
0
t
(t−ξ)−γ∂c(ξ,xj)	
∂ξ	dξ	=	
1
Г(1−γ)[∑k=0
n−2
∫
tk
tk+1
(tn−ξ)−γ∂c(ξ,xj)	
∂ξ	dξ	+∫
tn−1
tn
(tn−ξ)−γ∂c(ξ,xj)	
∂ξ	dξ	]=	
=1
Г(1−γ)[∑k=0
n−2c(tk+1,xj)−c(tk,xj)	
τ	∫
tk
tk+1
(tn−ξ)−γdξ	+
c(tn,xj)−c(tn−1,xj)	
τ	∫
tn−1
tn
(tn−ξ)−γdξ	]=	
=τ1−γ	
Г(2−γ)[∑
k=0
n−2c(tk+i,xj)−c(tk,xj)	
τ	((n−k)1−γ−(n−k−1)1−γ)+
c(tn,xj)−c(tn−1,xj)	
τ	].   
(2.35) Vaqtning ma'lum bir nuqtasi uchun 	
tn  	c(tk,xj),k=0,1,...,n−1 ma'lum. 
Shuning uchun yig'indi ostidagi ifoda ma'lum. Ularni quydagi ko’rinishda 
keltirilgan	
A=	τ1−γ	
Г	(2−	γ)∑
k=0	
n−2c(xj,tk+1)−	c(xj,tk)	
τ	((n−	k)1−γ−	(n−	k−	1)1−γ)
(2.35) ko’rinishda yozish mumkin	
∂γc	
∂tγ|(tn,xj)=	A+	
τ−γ	
Г(2−	γ)
[с(tn,xj)−	c(tn−1,xj)].
Approksimasiyalash uchun 	
∂αc	
∂xα ishlatiladi	
∂αc	
∂xα|(tn,xj)=	1	
Г(−	α)hα[∑
k=0
j	Г	(k−	α)	
Г	(k+1)
c(tn−1,xj−k+1)+∑
k=0	
n−jГ	(k−	α)	
Г	(k+1)
c(tn−1,xn−k)].
Shunga o'xshash approksimasiyalar [75, 76] da ishlatilgan.
Yuqorida   keltirilgan   materialdan   ko'rinib   turibdiki,   differensial
tenglamalarni   kasr   hosilalari   bilan   yechish   uchun   turli   usullardan   foydalanish
mumkin.   Ko'rib   chiqilayotgan   muhitning   eng   universal   usuli   -   bu   chekli
ayirmalar   usuli.   Bundan   tashqari,   biz   turli   masalalarni     hal   qilish   uchun   ushbu
usuldan   foydalanamiz.   Bunday   holda,   yuqorida   keltirilgan   kasr   hosilalarining
yaqinlashuvi qo'llaniladi.
45 2.2 .  G’ovak muhitda anomal modda ko’chish masalasini yechish
So'nggi   vaqtlarda   suyuqlik   va   moddalarning   g'ovakli   muhitda
ko’chishdagi   kechikish   ta'sirini   o’rganish   uchun   filtrlash   va   ko’chish
tenglamalarida   koordinata   bo'yicha   ham,   fazoviy   o'zgaruvchiga   nisbatan   ham
kasr hosilalarini hisobga oladigan yondashuv qo'llanildi [2,3,4].
Bu   yerda   g'ovak   muhit   ko'rib   chiqiladi,   shuningdek,   moddani   ko’chish
tenglamasida   moddaning   diffuziya   oqimi   koordinata   bo'ylab   modda
konsentratsiyasining   kasr   hosilasi   ko'rinishidagi   manba   a’zosi   bilan
modellashtirildi.   Bu   moddani   ko’chish   jarayonida   anomal   hodisalarni   hisobga
olish   imkonini   beradi.   Anomal   hodisalarni   hisobga   olmagan   holda   sohalarning
geometrik   xarakteristikalarini   ko'rsatmasdan   bunday   muhitlarda   moddalarni
ko’chishining ba'zi muammolari [5-8] da ko'rib chiqilgan.
Tuzilgan   shartlarga   muvofiq,   bir   o'lchovli   holatda   moddaning   ko’chishi
quyidagi tenglama  tenglama bilan tavsiflanishi mumkin.∂αc	
∂tα=	D	∂βc	
∂xβ+λc
,  ( 2.36)
46 Bu yerda   c-   moddaning konsentratsiyasi,  t -vaqt  	с ,  	D – diffuziya koeffitsienti,	
мβ/с
,  	λ –   koeffitsient,  	α,β− hosilalarning   tartibi  	(0<α≤	1,1<	β≤	2) ,   bu
bo’limda biz 	
α=	1  deb tenglamani sonli yechib natijalar olib tahlil qilamiz.
Konsentratsiyali   suyuqlik  	
с0   bilan   to'ldirilgan   g'ovakli   yarim   cheksiz
muhit,  	
t>0   dan   boshlab   qattiq   zarrachalarning   hajmli   konsentratsiyasiga   ega
suspenziyani  	
с1    kirishi  boshlanadi.   Yarim cheksizlikda   	с0   asl  konsentratsiya
saqlanib qoladi.  Keyin boshlang'ich va chegaraviy shartlar quyidagi ko’rinishga
ega bo'ladi:	
c(0,x)=	c0,	0≤	x<∞	,
     (2.37)
 	
c(t,0)=c1,c(t,∞	)=	c0.                                (2.38)
(2.36),   (2.37),   (2.38)   masalani   yechish   uchun   chekli   ayirmalar   usulidan
foydalanamiz   [1].   Sohada  	
D	=	{0≤	x<∞	,0≤	t≤	T	}   biz   to'rni   kiritamiz,   bu
yerda  	
T jarayon   o'rganilayotgan   maksimal   vaqt.   Buning   uchun  	h -qadam   bilan	
[0,∞)
-oraliq,  	a[0,T) -interval  	τ -qadam   bilan  	J   qismga   bo'linadi.   Natijada,
quyidagi to’rni hosil qilamiz: 	
ωhτ=	{(xi,tj),i=	0,1,2	,...,	j=	0,1	,...,J;	xi=	ih	;	tj=	jτ	;	τ=	T	/J}.
Biz   (2.36)   tenglamani  	
ωhτ -to'rdagi   oshkormas   sxemadan   foydalanib,
quyidagi ko’rinishda approksimasiya qilamiz. 	
ci
j+1−	ci
j	
τ	=	
D	m	
RmГ	(3−	β)h1
β∑
l=0	
i−1
w	β,1((cm)j−(l−1)	
k	−	2(cm)i−l	
k	+(cm)i−(l+1)	
k	
)+	λc	i
j
   (2.39)	
i=	0,I,j=	1,J−	1
,
bu yerda  	
w	β,l=	(l+1)2−β−	(l)2−β .
47 Boshlang'ich va chegaraviy shartlar quyidagicha approksimasiya qilinadici
0=	c0,	i=	0,1	,...
,  (2.40)	
c0
j=	c1,	cI
j=	c0,	j=	0,1	,...J
,  (2.41)
Bu   yerda  	
I   yetarlicha   katta   son   bo‘lib,   uning   uchun   (2.41)   shartni   taxminan
qanoatlantiriladi.
(2.39) tenglamalar quydagi ko’rinishga keltiriladi	
ci
j+1=	
D	m	
RmГ	(3−	β)h1
β∑
l=0	
i−1
w	β,1((cm)j−(l−1)	
k	−	2(cm)i−l	
k	+(cm)i−(l+1)	
k	)τ+λτ	ci
j+ci
j
.(2.42)
Hisoblashda dastlabki parametrlarning quyidagi qiymatlari ishlatilgan:	
c0=0,
 	c1=	0.01 va har xil 	D	,λ .
-0.05 0.05 0.15 0.25 0.3500.0010.0020.0030.0040.0050.0060.0070.0080.009 0.01
a )
48 0 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.400.0010.0020.0030.0040.0050.0060.0070.0080.009 0.01
b)
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 100.0010.0020.0030.0040.0050.0060.0070.0080.009 0.01
c)
49 -0.2 -5.55111512312578E-17 0.2 0.4 0.600.0010.0020.0030.0040.0050.0060.0070.0080.009 0.01
d)
2.2-rasm.  c  profillar, har  xil D,t,λ,γ va  t  =3600  s  , 	D	=	10	−6м2/с	,γ=	2 (a)	
λ=	10	−5,D=	10	−6м2/с
; , 	γ=	2 (b); 	t=	3600	c	D	=	10	−6м2/с , 	λ=	10	−5, (c);	
t=	3600	c
, 	λ=	10	−5,	γ=	2 (d)
2.3. G'ovakli muhitda anomal modda ko’chishning bir o'lchovli teskari
masalasi
Ushbu   teskari   masalaning   ko'rinishini   g'ovak   muhitda   moddalarning
ko’chish tenglamasi uchun chegaraviy masala misolida ko'rib chiqamiz
         	
∂αc	
∂αt
=	D	∂βc	
∂xβ+λc ,                      (2.43)	
c(0,x)=	c0,
                   (2.44)
      	
c(t,0)=c0=const	,c(t,l)=0	.                 (2.45)
50 bu yerda α,β− hosilalarning tartibi 	(0<α≤	1,1<	β≤	2) , bu bo’limda biz 	α=	1
, 	
β=	2  deb tenglamani sonli yechib natijalar olib tahlil qilamiz.
Teskari   masala   quyidagicha   qo'yiladi.  	
t∈[t0,t1],t0>0   uchun	
z(t)=	c(x0,t)
  funksiya   berilgan,   bunda  	x0   -  	[0,l]   segmentining   qandaydir
qo’zg’almas nuqtasi, 	
c(x,t)  esa (2.43)–(2.44) masala yechimidir. 
(2.43)   tenglamaga   boshlang'ich   va   chegaraviy   shartlari   odatiy   tarzda
berilsin.
Avval  	
D   ni   identifikatsiyalash   usuli   bilan   aniqlash   masalasini   ko'rib
chiqaylik.  	
x1,x2,...,xn -   qatlamning   xarakteristik   nuqtalari   bo’lsin,   unda   qatlam
bosimining   pasayishi   o'lchanadi,  	
zj(t),1≤	j≤	n  	0≤	t≤	T   lar   vaqtning   ma’lum
funksiyasi.	
J(D	)=	∑
k=1
4	
∫
0
T
[C	(t,xk)−	zk(t)]
2dt
.                                        (2.46)
(2.46)  funktsional uchun statsionarlik sharti quyidagi shaklga ega bo'ladi	
d(J)	
d(D)=2∑
k=1
4	
∫
0
T
[c(t,xk)−	zk(t)]w(t,xk)dt	=	0
.                      (2.47)
Bu yerda  	
w=	∂C
∂D , 	c(t,x) - funksiyasini aniqlikning ikkinchi qatoriga  	DS  orqali
yozamiz:	
c
S+1
(t,x)≈	c
s
(t,x)+(D	s+1−	Ds)w
s
(t,x)
.                   (2.48)
(2.48)   tenglamani   (2.47)   tenglamaga   qo’ysak,   quyidagi   ko’rinishdagi
tenglamaga kelamiz:
51 ∑
k=1
4	
∫
0
T
[c
s
(t,xk)+(D	s+1−	D	s)w
s
(t,xk)−	zk(t)]w
s
(t,xk)dt	=	0.  
Agar   bu   munosabatdan  	
c
s
(t,xk) va  	w
s
(t,xk)   ni   bilsak,   keyin   yaqinlashuvni
quyidagicha aniqlash mumkin.	
D	S+1=	
∑
k=1
4	
∫
0
T
[D	sw
s
(t,xk)−	c
s
(t,xk)+zk(t)]w
s
(t,xk)dt	
∑
k=1
4	
∫
0
T
w
s2(t,xk)dt
                     (2.49)
(2.43)   tenglamani   D   bo’yicha   differensiallaymiz   va   quyidagi   natijani
olamiz:	
∂w
∂t=	D	∂2w	
∂x2+λw	+	∂2c	
∂	x2
                                    (2.50)
(2.44), (2.45) shartlarni D bo'yicha differensiallymiz  va quyidagi natijaga
erishamiz:	
w(0,x)=0
,                                                 (2.51)	
w(t,0)=0
,                                      	
w(t,l)=0
.                                          (2.52)
Bu yerda 	
w=	∂c	
∂D  -sezgirlik funktsiyasi.
D koeffitsientini topishning sonli algoritmini quyidagi ko’rinishda bo’ladi:
1) Boshidan boshlab biz 	
D0 dastlabki taxminiylikni beramiz 	(S=	0) :
2)	
(t=0)  dan 	t⊂T  gacha bo‘lgan (2.43) va (2.44) masalalarni yechamiz va	
c(t,x)
  funksiyani   aniqlaymiz,   keyin   (2.46)   funksional   qiymatni
52 hisoblaymiz, (2.50) va (2.52) masalalarni yechamiz va  w(t,x)   funksiyani
aniqlaymiz. (t =0 ) dan 	
t⊂T  gacha:
3)	
DS+1  ni (2.49) formula bilan aniqlaymiz:
4)   Quyidagi   shartlar   bajarilmaguncha   (2.44)   va   (2.45)   qadamlarni   davom
ettiramiz:	
|JS+1−	JS|	
JS	≤	ε1
, 	
|D	S+1−	D	S|	
D	S	≤	ε2 .
Bu   yerda  	
ε1 ,	ε2 -   yetarlicha   kichik   xatolik   (2.43)-(2.45),   (2.50)-(2.52)   ayirma
masalalari 	
D = 	D2   chekli ayirma usuli bilan yechiladi.	
D	=	{0≤	x<l,0≤	t≤	T	}
,	
Ω	hτ=	{(xi,tj),xi=	ih	,i=	0,N	,h=	
l
N	
,tj=	jτ	,j=	0,M	,τ=	
T
M	
,}
,	
ci
j+1−	ci
j	
τ	=	D	Sci+1
j+1−	ci
j+1+ci−1
j+1	
h2	+λc	i
j+1,i=	1,N	−	1,j=	0,M	−	1
,	
ci
0
=	0	,i=	0	,N	,c0
j+1
=	c0,cN
j+1
=	0	,j=	0	,M	−	1
.         (2.53)
(2.46) dan so'ng ushbu funktsional yaqinlashish quyidagi ko’rinishga keladi:	
J=	∑
k=1
4	
τ(ck
j+1−	zk
j+1)2,zk
j=	zk(tj)
.
(2.50), (2.52) masalalarni approksimatsiyalaymiz	
w	ij+1−	w	ij	
τ	=	D	Sw	i+1j+1−	2w	ij+1+wi−1j+1	
h2	+λw	i
j+1+
ci+1j+1−	cij+1+ci−1j+1	
h2	,	
i=	1,N	−	1,j=	0,M	−	1,wi
0=	0,i=	0,N	,w	0
j+1=	0,w	N
j+1=	0,
53          j=	0,N	−	1 .  (2.54)
(2.49) approksimatsiyalangandan so'ng, yaqinlashuv quyidagi ko’rinishga
keladi:	
D	S+1=	
∑
k=1
4	
∑
j=0	
M−1
[D	Swk
j+1−	ck
j+1+zk
j+1]wk
j+1	
∑
k=1
4	
∑
j=0	
M−1
[wk
j+1]
2
.
(2.53), (2.54) ayirmali tenglamalarini quyidagi ko’rinishga keltiramiz:	
Ac	i−1
j+1−	Cc	i
j+1+Bc	i+1
j+1=	−	F	1i
j,i=	1,N	−	1,j=	0,M	−	1
,            (2.55)	
Aw	i−1
j+1−	Cw	i
j+1+Bw	i+1
j+1=	−	F	2i
j,i=	1,N	−	1,j=	0,M	−	1
.        (2.56)
Bu yerda	
A=	B=	D	Sτ	
h2	,C	=	1−	λτ	+2	A	,F	1i
j=	ci
j,F	2i
j=	w	i
j+	τ
h2(ci+1
j+1−	2ci
j+1+ci−1
j+1)
.
(2.55) va (2.56) masalani yechish uchun “Progonka” usulidan foydalanamiz.	
ci
j+1=	αi+1
(1)ci+1
j+1+βi+1
(1),i=	N	−	1,N	−	2,...,1,0	,cN
j+1=	0
,                          (2.57)	
αi+1
(1)=	B
C	−	Aα	i
(1),βi+1
(1)=	
Aβ	i
(1)+	F	1i
j	
C	−	Aα	i
(1)	,	
i=	1,N	−	1,c0
j+1=	α1
(!)c1
S+1+	β1
(1)=	c0,α1
(1)=	0,β1
(1)=	c0,	
wi
j+1=	αi+1
(2)wi+
j+1+βi+1
(2),i=	N	−	1,...,1,0	,wN
j+1=0
,                              (2.58)	
αi+1
(2)=	B
C	−	Aα	i
(2),βi+1	
(2)=	
Aβ	i
(2)+	F	2i
j	
C	−	Aβ	i
(1)	,	
i=	1,N	−	1,α1
(2)=	0,β2
(2)=	0.
                                  (2.59)
54 To'r  x  o'qi bo'yicha [0;L] segmentini 100 intervalga, 	[0;T]  vaqt segmentini
3600   ga   ajratdi.     Berilgan   parametrlar   bilan   (2.17)   birinchi   tenglamaning
"koordinata-vaqt"   to’r   yechimi   asosida   5	
¿ 10   nuqtada   olingan:	
D=	10	−6	м2/с,L=	1м	,t=	3600	c,λ=	0.0001	.
Yuqorida tahlil qilingan holatlar uchun quyidagi minimal qiymat olingan	
J(D	)=	 0,000000001813351461609574
uchun 	D	=	2⋅10	−6	м2/с .	
D
  parametrlarini   identifikatsiyalash   uchun   hisob-kitoblar   natijalari,  	D
0
=	10	−6
m 2
/s   nolga   yaqinlik   sifatida   qo’yilganda,   (2.3-rasm)   ma'lumot     2×10     nuqtada
"koordinata   -   vaqt"   da   parametr   to'rtta   iteratsiyada   muvozanat   nuqtasiga
yaqinlashadi (2.3-rasm).
 
55с
b)D, м 2
/с
а) 56 t, c
с
t, cc)
с
t, cd) 2.3-rasm.   Turli  x  va  t  =3600  c , λ=	10	−4	D	=	10	−6м2/с	,x=	0,2	м (b) 	x=	0,35	м ; 
(c); 	
x=	0,5	м (d)   uchun   profillar.
III BOB.  Ikki sohali birjinslimas yoriq g’ovak muhitda anomal modda
ko’chishi teskari masalasini sonli yechish.
Ushbu bobda  ikki sohali birjinslimas yoriq g’ovak muhitda anomal modda
ko’chishi teskari masalasini sonli yechish  masalalarini qarab chiqqanmiz va turli
muammolarga   yechim   topganmiz.
    Jumladan   yoriq-g’ovak   muhitda   anomal
modda   ko’chish   masalasini   sonli   yechish   masalasini   3.1-   bo’limda   qarab
o’tganmiz.   3.2-bo’limda   esa   ikki   sohali   bir   jinslimas   yoriq-g’ovak   muhitda
anomal   modda   ko’chishining   koeffitsientli   teskari   masalasini   sonli   yechish
masalasini ham qarab o’tganmiz va turli noaniqliklarga oydinlik kiritganmiz.
3.1. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chishi masalasini sonli
yechish.
So'nggi paytlarda suyuqlik va moddalarning bir jinsli bo'lmagan muhitda
ko’chishidagi   kechikish   ta'sirini   tahlil   qilish   uchun   moddalarni   filtrlash   va
ko’chish   tenglamalarida   vaqt   va   fazoda   o'zgaruvchan   kasr   hosilalarni   hisobga
oladigan yondashuv qo'llanildi [19,38].
57 Bu   yerda   yaxshi   o'tkazuvchan   (tranzit)   va   yomon   o'tkazuvchan   turg'un
zonalardan   tashkil   topgan   bir   xil   bo'lmagan   g'ovak   muhit   ko'rib   chiqiladi,   bu
yerda   tranzit   zonada   moddalarning   izotermik   bo'lmagan   o'tish   jarayoni   sodir
bo'ladi   va   hosil   bo'lgan   konsentratsiya   gradientlari   tufayli   zonalar   o'rtasida
massa   almashinuvi   sodir   bo'ladi.   U   o’tkazuvchan   bo’lganda   modda   atrof-
muhitga   tarqalishi   mumkin.   Turg'un   zonaning   geometrik   xususiyatlarini
ko'rsatmasdan,   zonalar   orasidagi   massa   almashinuvi,   shuningdek,   materiyani
uzatish   uchun   tenglamada   materiyaning   diffuziya   oqimi,   vaqtga   nisbatan
materiya   kontsentratsiyasining   kasr   hosilasi   sifatida   manba   atamasi   bilan
modellashtirilgan. Bu moddani ko’chish jarayonida anomal hodisalarni hisobga
olish imkonini beradi. E'tibor bering, anomal hodisalarni hisobga olmagan holda
zonalarning   geometrik   xarakteristikalarini   ko'rsatmaslik   va   bunday   muhitlarda
moddalar ko’chishning ba'zi muammolari ko'rib chiqilgan.
Tuzilgan   shartlarga   muvofiq,   bir   o'lchovli   holatda   moddaning   ko’chishi
quyidagi tenglama bilan ifodalash mumkin [43].
58 m	∂с
∂t+v∂c
∂x+a2
∂γc	
∂tγ+a3
∂βc	
∂tβ=	∂
∂x(mJ	),  (3.1 )	
J=	D	(p	∂αc	
∂xα+(1−	p)	∂αc	
∂(−	x)α)
,  (3.2)
bu yerda  	
с    	‒ moddaning hajmiy konsentratsiyasi,  	t  vaqt,   ‒	J - nisbiy diffuziya
massa   oqimi  	
м/с ,  	m -   ko’chish   zonasining   g'ovakliligi,	D -   effektiv   diffuziya
koeffitsienti,	
м1+α/с ,  	a3   -   moddaning   atrof-muhitga   o'tishi   bilan   bog'liq
retartatsiya koeffitsienti,  	
сβ−1 ,	a2   ‒   ikki zona o'rtasidagi  massa  o'tkazuvchanligi
bilan   bog'liq   retartatsiya   omili,  
сγ−1 ,	v -   filtrlash   tezligi  	м/с ,  	α,β,γ− hosilalar
tartibi  	
(0<α≤	1,	0<	β<1,	0,5	≤	γ≤	1) ,  	p(0≤	p≤	1)   markaziy   simmetriyadan
hosil bo’lgan va orqada qolgan dispersiyaning nisbatini tavsiflaydi. Agar 	
p<1
2 ,
dispersiya   sekin   shakllanishi   bilan   simmetriyadan   orqada   qoladigan   xarakterga
ega.   Agar  	
p>1
2 dispersiya   tez   shakllanishi   bilan   simmetriya   nisbatan   oldinda
bo’ladi [12] . 
Yarim   cheksiz   g'ovak   muhit  	
с0   hajmiy   konsentratsiyali   suyuqlik   bilan
to'ldirilsin,  	
t>0   momentidan   boshlab   unga  	с1   moddaning   hajmli
konsentratsiyasi   bo'lgan   suyuqlik   oqib   chiqa   boshlaydi.   Cheksizlikda   asl
konsentratsiya  	
с0   saqlanib   qoladi.   Keyin   boshlang'ich   va   chegaraviy   shartlar
quyidagi shaklda qo’yiladi	
c(0,x)=	c0,	0≤	x<∞	,
(3.3)	
c(t,0)=c1,c(t,∞	)=	c0.
(3.4)
59 Dastlabki   qatlam   harorati   doimiy  T0 ,   qatlamga   kiruvchi   suyuqlik	
T1=	const
 haroratga ega. Biz taxmin qilamizki, harorat 	x=	∞  ga yetib bormaydi
va u yerdagi harorat boshlang'ich qiymatga teng bo'lib qoladi. 
(3.1)   tenglamalar   o'lchamsiz   shaklga   keltiriladi .   Buning   uchun   xarakterli
o’zgaruvchilarni   joriy   qilish   kerak.   O'lchovsiz   o'zgaruvchilar   quyidagicha
kiritilishi mumkin:	
X	=	x
xm	
,	C	=	c
cm	
,	¯t=	t
tm	
,	Pe	=	
xm1+α	
tmD	,	
b3=	
a3
mt	m
β−1,	b2=	
a2
mt	m
γ−1,	V	=	
vt	m	
mx	m	
,
(3.5)
bu   yerda  	
tm -   moddani   ko’chish   uchun   xarakterli   vaqt,  	xm -   moddani   ko’chish
jarayonlari uchun xarakterli uzunlik, 	
сm - xarakterli konsentratsiya.
(3. 1 ) ga mos keladigan o'lchamsiz modda  ko’chish  tenglamasi , quyidagi 
ko’rinishda	
∂C
∂¯t+V	∂C
∂X	+b2
∂γC	
∂¯tγ+b3
∂βC	
∂¯tβ=	1
Pe	
∂
∂X	(p∂αC	
∂X	α+(1−	p)	∂αC	
∂(−	X	)α)
.  (3.6)
Boshlang'ich   va   chegaraviy   shartlar   (3.3),   (3.4)   ham   o'lchamsiz   shaklga
keltiriladi.	
С	(0,X	)=	С0,	0≤	Х	<∞	,	С0=	
~c0	
~cm
,
(3.7)	
C(¯t,0)=С1,C(¯t,∞	)=С0,С1=	
~c1
~cm
.
(3.8)
 (3.6) tenglama 	
α=1,p=	1  bo’lgan holatda
60 ∂C
∂¯t+V	∂C
∂X	+b2
∂γC	
∂¯tγ+b3
∂βC	
∂¯tβ=	1
Pe	
∂2C	
∂X	2.  (3.9)
(3.9),   (3.7),   (3.8)   masalani   yechish   uchun   chekli   ayirmalar   usulidan
foydalanamiz.   Jarayon   o'rganiladigan  	
tmax   maksimal   vaqt   bo'lgan   holda	
D	=	{0≤	X	<∞	,0≤	¯t≤	tmax	}
  sohada   biz  	h   qadam   va  	τ vaqt   bo'yicha   to’r
kiritamiz.   Natijada   quyidagi   to’rga   ega   bo’lamiz:	
ωhτ=	{(Xi,¯tj),i=	0,1,2	,...,	j=	0,1	,...,J;	Xi=	ih	;	¯tj=	jτ	;	τ=	T/K	}.
(3. 9 )   tenglamani  oshkormas ayirmalar  sxemasidan foydalangan holda 	
ωhτ
to'rda  approksimatsiyalaymiz .	
C
i
j+1
−C
i
j	
τ	
+V	
C
i
j+1
−C
i−1
j+1	
h	
+
b
2
τ
1−γ	
Γ(2−	γ)
¿[
∑
k=0
j−1
C
i
k+1
−C
i
k	
τ	
((j−	k+1)
1−γ
−(j−k)
1−γ
)+¿
]
¿	
¿	
¿	
¿	
¿
(3
.10)
Boshlang'ich va chegaraviy shartlar quyidagicha qo’yiladi	
С	i
0=	С	0,	i=	0,1	,...
I  ,  (3.11)	
C0
j=	С1,	C	I
j=	С0,	j=	0,1	,...J,
          (3.12)
bu yerda 	
I - (3.12) shart taxminan qanoatlantiriladigan yetarlicha katta son.
(3.10)   ayirmali   sxemasi   quyidagi   chiziqli   tenglamalar   sistemasiga
keltiriladi	
AС	i−1
j+1−	BС	i
j+1+EС	i+1
j+1=	−	Fi
j
, 	i=1,I−1 , 	j=0,J ,  (3.13)
61 bu yerdaA=	−	Vτ
h	−	τ
Peh	2
,	
B=−	1−	Vτ
h	−	
b2τ1−γ	
Γ	(2−	γ)
−	
b3τ1−β	
Γ	(2−	β)
−	2τ	
Peh	2
,	
E=−	τ
Peh	2
,	
Fi
j=(−1−
b2τ1−γ	
Γ(2−	γ)
−
b3τ1−β	
Γ(2−	β)
)Сi
j+
b2τ1−γ	
Γ(2−	γ)
¿[∑
k=0
j−1
((j−k+1)1−γ−(j−	k)1−γ)Сi
k+1−	¿
]
¿	
¿	
¿	
¿	
¿
(3.13) sistema  ma'lum 	
Сi
j  uchun progonka usuli bilan yechiladi.
Hisoblashda   dastlabki   parametrlarning   quyidagi   qiymatlari   ishlatilgan:	
С0=	0
, 	С1=1 , 	V=	0,01	,	Pe	=	10	4  va har xil 	β,γ,b2,b3 .
Ba'zi   natijalar   3.1 3.3-rasmlarda   ko'rsatilgan.   Natijalardan   ko'rinib	
‒
turibdiki,  	
β   ko'rsatkichning   birdan   kamayishi   profillarni   ishlab   chiqishda
kechikishga   olib   keladi   (3.1a-rasm).  	
b2≠	0 da   kuzatiladigan   tranzit   va   turg'un
zonalar orasidagi  massa  o'tkazmasini  hisobga olish, profillarni ishlab chiqishda
yanada   katta   kechikishga   olib   keladi   (3.1b-rasm).   Shuni   ta'kidlash   kerakki,
moddaning   atrof-muhitda   ko’chishi   va   zonalar   orasidagi   massa   almashinuvi
hisobga   olinsa,  	
β   parametrning   ta'siri     zaiflashadi.   3.1a-rasmda  	β
kontsentratsiya   profillariga   ta'siri   3.1b-rasmga   qaraganda   sezilarliroqdir.
62 Shubhasiz, nisbatan katta  ¯t   vaqtlarida vaqtinchalik jarayon tugaydi va  	
b3
∂βC	
∂¯tβ
va 	
b2
∂γC
∂¯tγ  atamalarining konsentratsiya profillariga ta'siri yo'qoladi. 
Xuddi shunday,  	
γ indeksining konsentratsiya  profillariga ta'siri  o'rganildi
(3.2-rasm).   Xuddi   shunday  	
β ,  	γ   parametr   qiymatlarining   birlikdan   pasayishi
konsentratsiya profillarining kechikishiga olib keladi. Qiymatlarning oshishi  	
b2
materiyaning   tranzit   zonadan   turg'un   holatga   o'tishining   oshishiga   olib   keladi.
Shuning   uchun   C     profillarining   sekin   rivojlanishi   mavjud.   Fizik   nuqtai
nazardan,   bu   materiyaning   turg'un   zonalarga   singishi   sifatida   tushuntirilishi
mumkin.
3.3-rasmda   har   xil  	
b2   va  	b3 ,   belgilangan  	β   va  	γ   uchun   natijalar
ko'rsatilgan.
Kutilganidek, 	
b1  va 	b3  qiymatlarining oshishi materiyaning atrof-muhitga o'tishi
va   turg'un   zonaga   massa   ko’chishi   rolini   oshiradi.   Shu   sababli,   tranzit   zonada
moddalar kontsentratsiyasi profillarini ishlab chiqishda kechikish mavjud. 	
b2  va	
b3
  ning   oshishi   bilan   moddaning   konsentratsiyasining   o'zgarish   zonasining
pasayishini   ko’rishimiz   mumkin.   Shuning   uchun   ularning   moddalarni   ko’chish
xususiyatlariga ta'siri bir xil. 
63С
Xa) 64С
Xa)С
Xb)
c)
X
б)С
3.1 -rasm .  С  profillari , ,  (a);  0,5 (b);  0,7 (c);
      65С
Xb)
С
Xc)
3.2 -rasm .  С  profillari , ,  (a);  0,4 (b);  0,7 (c);
  66С
Xa)
С
Xb) O'zgarishlarni   kasr   hosilalari   bilan     bog’lab   baholash   3.1-rasmda
keltirilgan.   Bunday   hosilalari   bo'lgan   o’zgaruvchilar   (3.11)   transport
tenglamasida   cho'kma   rolini   o'ynaydi.   Grafiklardan   ko'rinib   turibdiki,  β
qiymatlar birlikdan kamayganda, kasr hosilalarning qiymatlari ortadi, bu oqava
suvlarning   yutilish   xususiyatlarining   oshishini   anglatadi.   Bu   moddalar
konsentratsiyasi   profillarini   ishlab   chiqishda   kechikishning   bir   xil   hodisalariga
olib keladi (3.1, 3.2-rasm). Shunday qilib, modda tarqalishining rivojlanishidagi
kechikish   cho'kmalarning   rolini   oshirishning   bevosita   natijasidir,   ya'ni
massaning ichki va tashqi yutilishi.
67а)С
Xc)
3.3 -rasm .  С  profillari ,   (a);  0,4 (b);  0,7 (c);    68а)
X
b)
X
c)
X 3.2. Yoriq-g’ovak muhitlarda modda ko’chishining koeffitsientli
teskari masalasini sonli yechish.
Moddalarning   yaxshi   o'tkazuvchan   (tranzit)   va   yomon   o'tkazuvchan
(turg'un)   sohalardan   tashkil   topgan   bir   jinsli   bo'lmagan   g'ovakli   muhitda
ko’chishi,   sohalarda   muvozanatsiz   adsorbsiyani   hisobga   olgan   holda   ko'rib
chiqamiz.   Ko’chish   sohasida   ikkita   muhit   mavjud   bo'lib,   ularning   har   birida
qaytariluvhchan   muvozanat   kinetikasiga   ega   bo'lgan   moddaning   adsorbsiyasi
sodir   bo'ladi.   Ikkinchi   soha   bilan   moddaning   almashinuvi   manba   hadsi   bilan
birinchi   sohadagi   moddaning   kontsentratsiyasi   vaqtiga   nisbatan   kasr   hosilasi
sifatida   modellashtirilgan.   Ushbu   yondashuv   natijalari   ma'lum,   an'anaviy
yondashuvlar bilan taqqoslanadi. Jarayonni modellashtirishning bu usuli yaxshi
natija   berishi   ko'rsatilgan.   Manba   hadsi   parametrlarini   to'g'ri   tanlash   orqali
bikontiniual yondashuvga yaqin natijalarga erishish mumkin.
Yaxshi   o'tkazuvchan   (tranzit)   va   yomon   o'tkazuvchan   turg'un   sohalardan
tashkil topgan bir hil bo'lmagan g'ovakli muhit ko'rib chiqiladi, uning sxemasi 1-
rasmda   ko'rsatilgan.   Birinchi   zonadagi   parametrlar   1   indeksi   bilan   belgilanadi.
Soha   ikkita   bo'limga   ega   bo'lib,   ularning   har   biri   qaytariladigan   muvozanatsiz
kinetikaga ega bo'lgan moddani cho'ktiradi. Moddalar almashinuvi ikkinchi soha
bilan   sodir   bo'ladi,   biz   birinchi   sohadagi   moddaning   kontsentratsiyasi   vaqtiga
nisbatan kasr hosilasi sifatida modellashtiramiz. Shuning uchun, [11] dan farqli
693.3 -rasm .  С  profillari     , а)  
b) 
c)   o'laroq,   ikkinchi   zonadagi   konsentratsiya   maydoni   hisobga   olinmaydi.   Esda
tutingki, kasr yondashuvi ilgari [34] da qo'llanilgan.
2. Matematik model va uning sonli amalga oshirilishi
Bir   o'lchovli   holatda   modda   ko’chishi   tenglamasini   quydagi   shaklda
yoziladiρ	∂	S	a1	
∂	t	+	ρ	∂	S	s1	
∂	t	+	θ1
∂	C	1	
∂	t	+	a2
∂γC	1	
∂	tγ	=	θ1D	1
∂2C	1	
∂	x2	−	θ1v1
∂	C	1	
∂	x	,(3	.14	)
bu   yerda  	
t vaqt,   s,   x   -   masofa,   m,  	D1 bo'ylama   dispersiya   koeffitsienti   ,	
m2/s
,  	v1
  suyuqlikning   tezligi,  	m/s ,  	С1 suyuqlikdagi   moddaning   hajm
konsentratsiyasi  	
Sa1 va  	Ss1 yotqizilgan   kontsentratsiyalar   .   modda,  	m3/kg ,  	θ1 -
g'ovaklik,  	
m3/m3 ,  	ρ -   muhitning   zichligi,  	kg	/m3 ,  	a2 -   moddaning   ikkinchi
muhitga o'tishidagi kechikish omili, 	
sγ−1 .
70 Ikkinchi zonabirinchi zona
1-rasm.   Ikki zonali moddalarni uzatish sxemasi Birinchi   sohaning   har   bir   uchastkasida   moddaning   cho'kishi   kinetik
tenglamalarga muvofiq qaytarilishi sodir bo'ladi.ρ	
∂	Sa1	
∂	t	
=	θ1ka1C	1−	ρk	ad	1Sa1,
             (3.15)	
ρ
∂Ss1	
∂t	
=	θ1ks1C	1−	ρk	sd1Ss1,
                (3.16)
Bu   yerda  	
ka1 ,  	ks1 suyuqlik   fazadan   qattiq   fazagacha   bo‘lgan   moddalarning
cho‘kish   koeffitsientlari,  	
s−1 ,	kad1,ksd1
  moddalarning   qattiq   fazadan   ajralib
chiqish va suyuqlikka o'tish koeffitsientlari, 	
s−1 .
Dastlab toza (moddasiz) suyuqlik bilan to'yingan muhit, vaqtning dastlabki
daqiqasidan   boshlab   doimiy   kontsentratsiyali   suyuqlik   bilan   pompalansin  	
с0 .
Konsentratsiya maydoni muhitning o'ng chegarasiga yetib bormaydigan shunday
vaqt   davrlarini   ko'rib   chiqaylik  	
x=	∞ .   Belgilangan   taxminlarga   ko'ra,
masalaning boshlang'ich va chegaraviy shartlari quyidagi shaklga ega	
С	1(0	,х)=	0	,	Sa1(0	,x)=	0	,	Ss1(0	,x)=	0	,
                (3.17)	
С1(t,0)=	c0,
                       (3.18)	
∂C1	
∂x	(t,∞)=	0.
                    (3.19)
(3.14)   -   (3.19)   masala   chiziqli   bo'lsada,   analitik   yechimni   olish   qiyin,
chunki   bir   vaqtning   o'zida   uchta   maydonni   topishimiz   kerak.   Shuning   uchun,
masalani   hal   qilish   uchun   biz   chekli   ayirmalar   usulidan   foydalanamiz.   Ko'rib
71 chiqilayotgan   maydonda  Ω=	{(t,x),0≤t≤T	,0≤	x≤∞}
  yo'nalishlarda   grid
formasini joriy qildi	
ωτh=	¿{(tj,xi);tj=τj	,	xi=	ih	,τ=	
T
J	
,¿}¿{}
,
bu   yerda   I   -     yetarlicha   katta   butun   son   bo'lib,
 	
[0,xI],   segmentda   bo'lishi
uchun   tanlangan,  	
xi=ih,
  C
1   ,   S
a1   va   S
s1   maydonlarida   hisoblangan   o'zgarish
maydonini bir-birining ustiga qo'ydi ,  h- x  yo'nalishidagi   to’r qadamidir .
Ochiq to’r maydonida	
ωτh=¿{(tj,xi);tj=τj,xi=ih,τ=
T
J
,¿}¿{}
(1), (2), (3) tenglamalar quyidagicha approksimatsiya qilingan
72 ¿j−1¿¿=¿=θ
1
D
1
(C
1
)
i−1
j+1
−2(C
1
)
i
j+1
+(C
1
)
i+1
j+1	
h
2	
−¿−θ
1
v
1
(C
1
)
i
j+1
−(C
1
)
i−1
j+1	
h	
,	¿¿            (3.20)	
ρ
(Sa1)i
j+1−(Sa1)i
j	
τ	=θ1ka1(C1)i
j−	ρk	ad1(Sa1)i
j+1,
(3.21)	
ρ
(Ss1)i
j+1−(Ss1)i
j	
τ	=θ1ks1(C1)i
j−	ρk	sd1(Ss1)i
j+1,
          (3.22)
bu   yerda  	
(С1)i
j ,  	(Sa1)i
j ,  	(Ss1)i
j nuqtadagi  	(tj,xi) funksiyalarning  	Sa1(t,x)   to’r
qiymatlari 	
C1(t,x) .	Ss1(t,x)
Aniq to’r tenglamalaridan ( 8), (9) ni aniqlaymiz 	
(Sa1)i
j+1 ,	(Ss1)i
j+1	
(Sa1)i
j+1=	pb1(Sa1)i
j+	pb2,
                      (3.23)
73 (Ss1)i
j+1=	qb1(Ss1)i
j+qb2,                       (3.24)
bu yerda,	
pb1=	1	
1+τk	ad	1
,	
pb2=	
τθ	1ka1	
ρ+ρτ	kad	1
(C1)i
j,	
qb1=	1	
1+τk	sd	1
, 	
qb2=	
τθ	1ks1	
ρ+ρτ	ksd1
(C1)i
j .
Grid tenglamalari (7) shaklga keltiriladi	
−	A1(C	1)i−1
j+1+B1(C1)i
j+1−	E1(C1)i+1
j+1=(F1)i
j,
                                    (3.25)
bu yerda	
A1=
θ1D1τ	
h2	+
θ1v1τ	
h
,	
B1=θ1+2θ1D1τ	
h2	+θ1v1τ	
h	+	a2τ1−γ	
Γ(2−γ)	
E1=
θ1D1τ	
h2
,	
(F1)i
j=(θ1+
a2τ1−γ	
Γ(2−β)
)(C1)i
j−ρ((Sa1)i
j+1−	
−(Sa1)i
j)−ρ((Ss1)i
j+1−(Ss1)i
j)−	
−
a2
Γ(2−γ)	
¿	
[∑
k=0
j−1
((j−k+1)1−γ−(j−k)1−γ)(С1)i
k+1−¿]¿	
¿	
¿¿
Yechimni hisoblashning quyidagi tartibi o'rnatiladi. (3.23), (3.24) ga ko'ra,	
(Sa1)i
j+1
,  	(Ss1)i
j+1   aniqlanadi, so'ngra  	(C1)ij+1− chiziqli tenglamalar tizimini  (3.25)
progonka   usuli   bilan   yechamiz.
  Chunki  	
pb1,qb1<1   (3.23),   (3.24)   sxemalar
barqaror va (12) uchun progonka usulining barqarorlik shartlari bajariladi.
74 Taklif   etilayotgan   modelning   samaradorligini   baholash   uchun   natijalarni
tegishli natijalar bilan   taqqoslash   muhimdir   [11].   Buning uchun   [4] va  a2
∂γC1	
∂tγ
( 3.14 )  dagi   cho'kish   shartlarini   taqqoslay miz.  	
α(С2−С1)
  Egri  chiziqlar   asosida
natijalarning yaqinligini aniqlash uchun biz hisoblab chiqdik	
δ1=∫
0
L
(I1−I2)2dx
                           (3.26)
t   ning   berilgan   qiymati   uchun   ,   bu   yerda   L   kontsentratsiya   profillari
cho'zilgan hududning shartli chegarasi; 	
I1=	α(C	2−	C	1),	I2=	a2
∂γC	1	
∂tγ	.
Oqim muddatlarining yaqinligi 	
I1va  	I2 tavsiya etilgan yondashuv va model
yordamida   aniqlangan   kontsentratsiya   maydonlarining   yaqinligini   kafolatlashi
kerak   [11].  	
С1,   Ularning   yaqinligini   baholash   uchun   biz   (3.26)   o'rtacha
kvadratik chetlanishdan foydalanamiz, faqat 	
С1, uchun  ikki modelga asoslangan
holda, ya'ni,	
δ2=∫
0
L
(C1
(1)−C1
(2))
2dx	,
bu   yerda  	
C1(1)   [11]   ga   muvofiq   aniqlangan,   berilgan   t   dagi  	C1(t,x)
konsentratsiya maydoni	
C1(2)−
bu yerdagi belgilangan bilan bir xil.
Boshqa   lahzalar   uchun  	
tva	α,а2,γ
  mutlaqo   boshqa   baholarni   olish
mumkin. Asosiy  holda , ikkita modelni taxmin qilish  	
δ1и	δ2. uchun ma'lum  bir
qiymat   uchun  	
α ta'riflar   bo'yicha   tegishli   koeffitsientli   teskari   masalalarni
qo'yish va hal qilish kerak 	
а2,γ yoki aksincha, 	α berilgan 	а2 va	γ.
75 Hisoblashda dastlabki parametrlarning quyidagi qiymatlari ishlatilgan:c0=0,
 	v1=10	−4m/s ,  	D1=v1⋅αl  	αl=0,005	м,	ρ=1800	kg	/m3  	θ1=0,1	,	
ka1=3⋅10	−4s−1,kad1=	2,5	⋅10	−4s−1,
 	ks1=4⋅10	−4s−1,	ksd1=	2⋅10	−4s−1   va   har   xil	
a2,γ.
 
Ba'zi hisoblash natijalari shaklda ko'rsatilgan. 2-rasmdan ko'rinib turibdiki,
moddaning   ikkinchi   zonaga   chiqishi   mobil   suyuqlikdagi   moddaning
konsentratsiya   profillarining   kechiktirilgan   tarqalishiga   olib   keladi.   Ushbu
hodisa   natijasida   adsorbsiyalangan   moddaning   kontsentratsiyasida   ham
kechikishlar kuzatiladi.
Muayyan   parametrlar   to'plami   uchun  	
a2,γи	α=10	−4с−1 grafiklar  	I1, I2
  3-
rasmda ko'rsatilgan. Rasmdan ko'rinib turibdiki, cho'kish shartlarini o'zgartirish
naqshlari   o'xshashdir,   bu   taklif   qilingan   model   natijalari   va   model   natijalari
o'rtasidagi sifat kelishuvini ko'rsatadi [4].
Endi biz funksiyani minimallashtiramiz	
Ф(a2,γ)=∫
0
T
∫
0
L
(I1−	I2)2dx	dt
                        (3.27)
Qiymatlar  	
Ф(a2,γ) butun   vaqt   davri   uchun   standart   og'ishni   tavsiflaydi   .	
I1от 	I2
Amalga   oshirilgan   hisob-kitoblar   minimal   qiymatga  	Ф(a2,γ)
erishilganligini ko'rsatadi 	
a2=0,0006	,γ=0,8	.
Oqim   muddatlarining   yaqinligi  	
I1и I2 tavsiya   etilgan   yondashuv   va   [11]
model   yordamida   aniqlangan   kontsentratsiya   maydonlarining   yaqinligini
kafolatlashi  kerak. Buning uchun  	
С1   mos keladigan profillar qurilgan (4-rasm).
Grafiklardan ko'rinib turibdiki, yechimlar bir-biriga yaqin. Ularning yaqinligini
sonli   baholash   uchun   biz   (3.27)   turdagi   standart  	
С1, og'ishdan   foydalanamiz,
buning uchun faqat ikkita model asosida aniqlanadi, ya’ni
76 F(a2,γ)=∫
0
T
∫
0
L
(C1
(1)−C1
(2))
2dxdt	,bu   yerda  	
C1(1)− berilgan   t   dagi  	C1(t,x)
  konsentratsiya   maydoni,   [11]   ga
muvofiq   aniqlanadi   va  	
C1(2)− bu   yerda   bir   xil   bo'ladi.   Yuqorida   tahlil   qilingan
holatlar uchun quyidagi minimal qiymat olingan	
F(a2,γ)=	 0,002347387654452	uchun   	а2=0,0006	,γ=0,8	.
77 78 C
1 а)C
1 а)C
1 а)C
1 а)
2-rasm .  Konsentratsiya profili   c
1  ( а ),  S
а 1  (b),   S
s1  (c),   bunda   t= 3600 s ,     
79 80 4 rasm. Ikki model asosida olingan konsentratsiya profillarini taqqoslash.a2=0,0006	,γ=0,8
813 -rasm . Manba tarkibidagilarini taqqoslash	
a2=0,0001	,
 	γ=0,3 ( а ),    	a2=0,0002	,γ=0,5 (b),   	
a2=0,0004	,γ=0,7
(c),     	a2=0,0006	,γ=0,8 (d). I
1 (_______) va I
2 ( - - - - -) Yuqoridagi 3.2 paragrifdagi bir jinislimas g’ovak muhitda modda ko’chishi
tenglamasidagi   a
2   va   D   koeffisentni   topish   masalasini   bu   3.2   paragrifda   ko’rib
chiqamiz.   Bunda   biz   3.2   paragrifdagi   tenglamlardan,   shartlar   va
approksimasiyadan foydalanamiz.
Endi biz funksiyani minimallashtiramizФ(a2,D)=∫
0
T
∫
0
L
(I1−	I2)2dx	dt
                        (3.28)
Qiymatlar  	
Ф(a2,D) butun   vaqt   davri   uchun   standart   og'ishni   tavsiflaydi   .	
I1от 	I2
Amalga   oshirilgan   hisob-kitoblar   minimal   qiymatga  	Ф(a2,D)
erishilganligini ko'rsatadi 	
a2=0,0006	,D=10	−6.
Oqim   muddatlarining   yaqinligi  	
I1и I2 tavsiya   etilgan   yondashuv   va   [4]
model   yordamida   aniqlangan   kontsentratsiya   maydonlarining   yaqinligini
kafolatlashi   kerak.   Ularning   yaqinligini
sonli   baholash   uchun   biz   (14)   turdagi   standart  	
С1, og'ishdan   foydalanamiz,
buning uchun faqat ikkita model asosida aniqlanadi, ya’ni	
F(a2,γ)=∫
0
T
∫
0
L
(C1
(1)−C1
(2))
2dxdt	,
bu   yerda  	
C1(1)− berilgan   t   dagi  	C1(t,x)
  konsentratsiya   maydoni,   [11]   ga
muvofiq   aniqlanadi   va  	
C1(2)− bu   yerda   bir   xil   bo'ladi.   Yuqorida   tahlil   qilingan
holatlar uchun quyidagi minimal qiymat olingan	
F(a2,D)= 0,002347387654452	uchun   	а2=0,0006	,D=10	−6.
82 ASOSIY NATIJA VA XULOSALAR
1. Bir jinsli bo'lmagan yoriq-g'ovak muhitda moddaning anomal ko’chish
modeli   ichki   massa   almashinuvini   hisobga   olgan   holda   sonli   tahlil   qilinadi.
Model   kasr   hosilali   bilan   differentsial   tenglamadir   iborat .  Hosilaning   turli   kasr
tartiblari   uchun   ichki   massa   almashinuvining   turli   xil   anomal   xususiyatlarini
olish   mumkin.   Moddaning   ichki   massa   almashinuvi   intensivligining   oshishi
ko'rib   chiqilayotgan   muhitda   massa   o'tkazuvchanlik   xususiyatlarining
pasayishiga   olib   keladi.   Xuddi   shunday   ta'sir   atrof-muhitga   massa   o'tkazish
intensivligining oshishi bilan ham olinadi.
2.   Yoriq-g'ovak   muhitda   anomal   modda   ko’chish   modeli   tuzildi,   u
ko’chishning     diffuziya   xususiyatlari   baholandi.   Anomal   diffuziya   teskari
masalasi qo’yildi va diffuziya koeffisenti topildi.
3.   Ikki   zonali   yoriq-g'ovak   muhitda   moddalarni   ko’chish   modeli
umumlashtirilgan bo'lib, bu yerda har  bir zonada ikkita maydon mavjud bo'lib,
ular moddalarni cho'ktirish xususiyatlarida sezilarli darajada farqlanadi. Ma'lum
modellardan   farqli   o'laroq,   bu   yerda   zonalarning   ikkala   qismida   materiyaning
cho'kishi teskari hisoblanadi va jarayonning o'zi kinetikdir. 
4. Yoriq-g'ovak muhitda anomal  moddalarni  ko’chishi  modeli  tuzildi, bu
yerda ikkita zona o'rniga biri ko'rib chiqiladi va ikkinchi zona birinchisi uchun
manba   (cho'kish)   hisoblanadi.   Anomal   modda   ko’chishi   modellari   doirasida
ikkinchi   zonaning   mavjudligi   vaqtga   nisbatan   moddaning   konsentratsiyasining
kasr   hosilasidan   iborat   atamani   ko’chish   tenglamasiga   kiritish   orqali   hisobga
olinadi.   Ushbu   modelni   o'zaro   kirib   boruvchi   kontinuumlar   sifatida   taqdim
etilgan   ommaviy   axborot   vositalarida   ko’chishning   ma'lum   modellari   bilan
taqqoslash shuni ko'rsatadiki, model parametrlarini to'g'ri tanlash orqali ma'lum
modellarga yaqin natijalarga erishish mumkin. Shuning uchun taklif etilayotgan
model   oddiyroq   tuzilishga   ega   bo'lib,   moddalarni   bir   hil   bo'lmagan   g'ovakli
muhitda  o'tkazish   hodisalarini   tasvirlay   oladi.  Modelda   keltirilgan   manba  hadi,
kasir tartibli hosilada, hosila tartibini va retardasiya koeffisentini topish bo’yicha
teskari   masala   qo’yildi   va   kerakli   parametrlar   koordinata   va   gradent   tushush
83 usullari   bilan   topilib,   natijalar   takomillashmagan   model   natijalari   bilan
solishtirildi.   Xulosa   sifatida   shuni   aytish   mumkinki   buzni   takomillashtirilgan
model   bilan   ikiki   saholi   birjinslimas   g’ovak   muhit   uchun   keltirilgan   model
natijalari bilan deyarli farq qilmadi. 
84 FOYDALANILGAN ADABIYOTLAR RO’YXATI
1. Bartelds   G.A.,   Bruining   J.   and   MolenaarJ.The   modeling   of   velocity
enhancement in polymer flooding // Transport Porous Media.- 26 .-1997-P. 75–88.
2. Benson   D.A.,   Wheatcraft   S.W.,   Meerschaert   M.M.   Application   of   a
fractional advection–dispersion equation // Water Resour. Res. 36.- 2000.- P.
3. Fomin S. A., Chugunov V. A. and Hashida T. Non-Fickian mass transport in
fractured porous media//   Advances in Water Resources.   34 (2).-   2011.- P.   205–
214.
4. Suzuki A., Horne R.N., Makita  H. ,Niibori  Y. , Fomin S.A., Chugunov V.A.,
Hashida   T . Development   of   fractional   derivative -b ased   mass   and   heat   transport
model   //   Proceedings,   Thirty-Eighth   Workshop   on   Geothermal   Reservoir
Engineering Stanford University, Stanford, California, February 11-13. 2013. -
SGP−TR−198.
5. Khuzhayorov B.Kh. , Makhmudov J.M. Flow of Suspensions in 2D Porous
Media   with   Mobile   and   Immobile   Liquid   Zones   //   Journal   of   Porous   Media.   -
2010  - Vol. 13, No. 5.-P   423−437 
6. Хужаёров   Б.Х.   Фильтрация   неоднородных   жидкостей   в   пористых
средах.  -Ташкент: Фан, 2012.  – 280 с.
7. Хужаёров   Б.Х.,   Махмудов   Ж.М. Математические   модели   фильтрации
неоднородных жидкостей в пористых средах.-Ташкент :  Фан, 20 14.– 280 с.
8. Хужаёров Б.Х., Махмудов Ж.М., Зикиряев Ш.Х.  Перенос вещества в
пористой   среде,   насыщенной   подвижной   и   неподвижной   жидкостью   //
Инженерно-физический журнал, 2010. - Т. 83, №2. -  С. 248−254.
9. Baeumer   B.,   Meerschaert   M.M.,   Benson   D.A.,   Wheatcraft   S.W.
Subordinated advection–dispersion  equation for  contaminant  transport  //  Water
Resour. Res. 37. -2001.-P. 1543–1550.
10.   Barenblatt   G.I.,   Entov   V.M.   and   Ryzhik   V.M.   Theory   of   Fluid   Flow
Through Natural Ro cks. Kluwer Academic, Dordrecht, The Netherlands (1990).
–P. 396.
85 11. Bartelds   G.A.,   Bruining   J.   and   MolenaarJ.The   modeling   of   velocity
enhancement in polymer flooding // Transport Porous Media.- 26 .-1997-P. 75–88.
12. Bear   J.   Dynamics   of   Fluids   in   Porous   Media.   Book   published   by
American Elsevier Publishing Co.- New York, 1972.- P.761.
13. Becker   M.   W.,   Shapiro   A.   M.   Tracer   transport   in   fractured   crystalline
rock: evidence of non-diffusive breakthrough tailing // Water Resour. Res. 36.-
2000.- P. 1677–1686.
14. Bedricovetsky   P.G.Upscaling   of   stochastic   micro   model   for   suspension
transport in porous media // Transport in Porous media. 75(3).-2008.-P.335-369.
15. Bedrikovetsky   P.,   Marchesin   D.,   Hime   G.,   Alvarez   A.,   MarchesinA.O.,
Siqueira   A.G.,   Souza   A.L.S.,   Shecaira   F.S.,   Rodrigues   J.R.   Porous   media
deposition   damage   from   injection   ofwater   with   particles   //   Q   VIII   Ecmor
European Conference on Mathematics in Oil Recovery.- Austria. Leoben,2002.
16. Bedrikovetsky   P.G.,   Marchesin   D.,   Checaira   F.,   Serra   A.L.,Resende   E.
Characterization   of   deep   bed   filtration   systemfrom   laboratory   pressure   drop
measurements // J. Pet. Sci. Eng. 64. -2001.-167 p.
17. Benson D.A., Schumer R.,Meerschaert M.M., Wheatcraft S.W.  Fractional
dispersion,   Le’vy   motion,   and   the   MADE   tracer   tests   // Transportporous   media
42.-2001.- P. 211–240.
18. Benson   D.A.,   Wheatcraft   S.W.,   Meerschaert   M.M.   Application   of   a
fractional   advection–dispersion   equation   //   Water   Resour.   Res.   36.-   2000.-   P.
1403–1412.
19. Benson   D.A.,   WheatcraftS.W.,   Meerschaert   M.M. The   fractional   order
governing  equation   of  Levy  motion   //   Water   Resources  Res.,  36(6).-   2000.-   P.
1413–1423.
20. Beven   K.,   Germann   P.Macropores   and   water-flow   in   soils   //Water
Resources Research 18.-1982.- P. 1311–1325.
21. Caputo  M. Models of flux in porous media with memory //Water Resour.
Res.  36 (3).- 2000. -P.693–705.
86 22. Caputo   M.Elasticita   e   dissipazione   (Elaticity   and   anelastic
dissipation).Zanichelli Publisher.- Bologna, 1969. -P.150.
23. Cey   E.E.,   Rudolph   D.L.   Field   study   of   macropore   flow   processes   using
tension   infiltration   of   a   dye   tracer   in   partially   saturated   soils   //   Hydrological
Processes. 23.- 2009.-P. 1768–1779.
24. Compte   A. Stochastic   foundation   of   fractional   dynamics   //Phys.Rev.   E.
53.-1996.- P. 4191–4193.
25. Dagan G. Flow and Transport in porous media. Springer-Verlag. 1989. -
Berlin. –P. 709.
26. Del-Castillo-Negrete     D.,   Carreras   B.   A.,   and   Lynch     V.   E.   Front
dynamics in reaction diffusion systems with levy flights: A fractional diffusion
approach  // Phys. Rev. Lett., 91. 018302(4).-2003.
27. Do   Hoang   N.   A.,   Hoffmann   K.   H.,   Seeger   S.,   TarafdarS. Diffusion   in
disordered fractals  // Europhysics letters, 70 (1).- 2005.- P.109–115.
28. Elimelech   M.   et   al.   Particle   Deposition   and   Aggregation:   Measurement,
Modelling, and Simulation. Butterworth-Heinemann.- Oxford, England,1995.
29. Essex   C.,   Davison   M.,   Schulsky   C.,   Franz   A.,   Hoffmann     K. The
differential equation describing random walks on the Koch curve  //J. of Physics
A: Math. Gen. 34.- 2001.-P. 8397–8406.
30. Feike J.L., Bradford S.A. Colloid transport in dual-permeability media //
Journal of Contaminant Hydrology.  150.-  2013. -P .65 − 76.
31. Fetter   C.W.   Applied   Hydrogeology.   Upper   Saddle   River,   New   Jersey:
Prentice Hall, 2001.- 4 th
 edition.
32. Fetter C.W. Contaminant Hydrogeology, second ed. Prentice-Hall, Upper
Saddle River, NJ, USA. -1999.
33. Fetter   C.W. Contaminant   Hydrogeology .   Prentice   −   Hall,   Inc.:   Upper
Saddle River, NJ, USA.- 1999. -P. 58–70.
34. Fomin S. A., Chugunov V. A. and Hashida T. Non-Fickian mass transport
in   fractured   porous   media//   Advances   in   Water   Resources.   34 (2).-   2011.-   P.
205–214.
87 35. Fomin S. A., Chugunov V. A., and Hashida T. Mathematical modeling of
anomalous   diffusion   in   porous   media   //   Fractional   Differensial   Calculus.V.1.
№1.- 2011.- P. 1-28. 
36. Fomin S. A., Chugunov V. A., and Hashida T. The effect  of non-Fickian
diffusion   into   surrounding   rocks   on   contaminant   transport   in   fractured   porous
aquifer  // Proceedings of Royal Society A 461.- 2005.- P. 2923–2939.
37. Gerke H.H., van Genuchten M.T. Macroscopic representation ofstructural
geometry   for   simulating   water   and   solute   movement   in   dualporosity   media   //
Advances in Water Resources. 19. -1996. -P. 343–357.
38. Ginn   T.R.,   Wood   B.D.,   Nelson   K.E.,   Scheibe   T.D.,   Murphy   E.M.,
Clement   T.P.   Processes   in   microbial   transport   in   the   natural   subsurface
//Advances in Water Resources. 25.- 2002. -P. 1017–1042.
39. Giona   M.,     RomanH.   E. Fractional   diffusion   equation   on   fractals:   one-
dimensional case and asymptotic behavior //  J. Phys. A: Math. Gen. 25. -1992.-
P. 2093–2105.
40. Gitis V., Rubinstein I., Livshits M., Ziskind M.   Deep-bed filtration model
with   multistage   deposition   kinetics   //   Chemical   Engineering   Journal.   163.-
2010.- P. 78-85.
41. Giuseppe   D.E.,   Moroni   M.,   Caputo   M.   Flux   in   Porous   Media   with
Memory:   Models   and   Experiments   //Transport   Porous   Media.   -2009.- DOI
10.1007/s11242-009-9456-4 .
42. Harter T. et al. Colloid transport and filtration of Cryptosporidium parvum
in sandy soils and aquifer sediments //Environ.Sci. Technol. 34. -2000.- 62 p.
43. Hassanizadeh   S.M.   Derivation   of   basic   equation   of   mass   transport   in
porous media. Part1. Macroscopic balance laws // Adv. Water Resour. 9.- 1986.-
P. 196-206.
44. Hassanizadeh   S.M.   Derivation   of   basic   equation   of   mass   transport   in
porous media. Part2. Generalized Darcy’s and Fick’s laws // Adv. Water Resour.
9.- 1986. -P. 207-222.
88 45. Hassanizadeh   S.M.   On   the   transient   non-Fickian   dispersion   theory   //
Transport in Porous Media. 23 (1).- 1996.- P.107-124.
46. Hassanizadeh   S.M.,   A.   Leijnse.   A   non-linear   theory   high-concentration-
gradient   dispersion   in   porous   media   //   Advances   in   Water   Resources.   18(4).   -
1995.P.203-215. 
47. Havlin Sh.,  Ben-Avraham  D.  Diffusion  in disordered  media //   Advances
in Physics.51, №1.- 2009.-P. 187-292.
48. Herrick   M.,   Benson   D.,   Meerschaert   M.,   McCall   K.   Hydraulic
conductivity, velocity, and the order of the fractional dispersion derivative in a
highly heterogeneous system // Water Resour. Res. 38.-2002.-P. 1227–1239.
49. Herzig J.P., Leclerc D.M., Goff P.L. Flow of suspensions through porous
media - application to deep filtration // Ind. Eng. Chem. 62 (5).-1970. -P. 8-35. 
50. Huang   F.,   and   Liu   F. The   time   fractional   diffusion   equation   and   the
advection-dispersion equation  //Anziam J. 46.-2005.-P. 317–330. 
51. Huang   G.,   Huang   Q.   and   Zhan   H.   Evidence   of   one-dimensional   scale-
dependent fractional advection dispersion // Journal of Contaminant Hydrology ,
85.- 2006.-P.53–71.
52. Iaffaldano   G.,   Caputo   M.,   Martino   S.Experimental   and   theoretical
memory diffusion of water in sand //Hydrol. Earth Syst. Sci.   10 . -2006.-P. 93–
100.
53. Iwasaki T. Some notes on sand filtration // J. Am. Water WorksAssoc. 29.
-1937.-1591 p.
54. Jarvis N.J. A review of non-equilibrium water flow and solute transport in
soil   macropores:   principles,   controlling   factors   and   consequences   for   water
quality // European Journal of Soil Science. 58.- 2007.- P. 523–546.
55. Jogdand   S.M.,   Takale   K.C.,   Borkar   V.C. Fractional   Order   Finite
Difference   Scheme   For   Soil   Moisture   Diffusion   Equation   And   Its
Applications   // IOSR   Journal   of   Mathematics   (IOSR-JM)   e-ISSN:   2278-5728.
Volume 5.Issue 4.- P. 12-18.
89 56. Khilar   K.C.,   Fogler   H.S.   Migration   of   Fines   in   Porous   Media.Kluwer
Academic Publishers, Dordrecht–Boston–London. -1998.
57. Khuzhayarov B.Kh. Macroscopic simulation of relaxation mass transport
in a porous medium // Fluid Dynamics. Vol. 29,  №5 .- 2004.-P. 693-701.
58. Khuzhayorov B.Kh. , Makhmudov J.M. Flow of Suspensions in 2D Porous
Media   with   Mobile   and   Immobile   Liquid   Zones   //   Journal   of   Porous   Media.   -
2010  - Vol. 13, No. 5.-P   423−437 
59. Leij   F.J.,   Bradford   S.A.   Combined   physical   and   chemical
nonequilibriumtransport model: analytical solution, moments, and application to
colloids //Journal of Contaminant Hydrology. 110.- 2009.- P. 87–99.
60. Leij   F.L.,   Bradford   S.A.   Colloid   transport   in   dual-permeability   media   //
Journal of Contaminant Hydrology. 150.- 2013.-P. 65–76.
61. Lu   X.   Z.     Finite   difference   method   for   time   fractional   advection-
dispersion   equation   //   Journal   of   Fuzhou   University(Natural   Science   Edition).
32(4). -2004.- P. 423-426.
62. Massei   N.,   Lacroix   M.,   Wang   H.   Q.,   and   Dupont   J.   Transport   of
particulate material and dissolved tracer in a highly permeable porous medium:
comparison of the transfer parameters //  J. Contam. Hydro . 57 .- 2002.- P. 21–39.
63. Meerschaert   M.   M.,     Benson   D.   A.,   Scheffler   H.-P.,   and   Becker-kern
P. Governing  equations  and  solutions  of   anomalous  random  walk  limits //   Phys.
Rev. E 66, 060102 (R), 2002.
64. Meerschaert   M.   M.,   Benson   D.   A.,   Baeumer   B.   Multidimensional
advection and fractional dispersion // Phys. Rev. E. 59. -1999.-P. 5026–5028.
65. Neretnieks   I.   Diffusion   in   the   rock   matrix:   an   important   factor   in
radionuclide retardation // J. Geophys. Res.  85 .-1980.- P. 4379–4397.
66. O’shaughnessyB.,ProcacciaI. Diffusion  on fractals   //    Phys.  Rev.  A.  32. -
1985.-P. 3073–3083.
67. Pachepsky   Y.,   Benson   D.   and   Rawls   W.   Simulating   scale   -   dependent
solute  transport   in soils   with the  fractional   advective-dispersive  equation  // Soil
Sci. Soc. Am. J.  4.- 2000.- P. 1234–1243.
90 68. Pang   L.,   McLeod   M.,   Aislabie   J.,   Simunek   J.,   Close   M.,   Hector   R.
Modeling   transport   of   microbes   in   ten   undisturbed   soils   under
effluentirrigation // Vadose Zone Journal 7. -2008.- P. 97–111.
69. Pang S., Sharma M.M. A model for predicting injectivitydecline in water
injection   wells   //   SPE   paper   28489   presented   at69th   Annual   Technical
Conference and Exhibition held in NewOrleans. LA.-1994.-25–28 September.
70. Park J.B., Hwang Y., Lee K.J. Analytic solution of radionuclide transport
with   the   limited   diffusion   from   the   fracture   into   a   porous   rock   //   Ann.   Nucl.
Energy. 28 .-2001.- P. 993–1011.
71. Passmore   J.M.,   Rudolph   D.L.,   Mesquita   M.M.F.,   Cey   E.E.,   Emelko
M.B.The utility of microspheres as surrogates for the transport of E. coli RS2gin
partially saturated agricultural soil // Water Research 44.-2010.- P. 1235–1245.
72. Payatakes   A.   C.,   Tien   C.   and   Turian   R.   M.A   new   model   for   granular
porous media. I. model formulation // AIChE J. ,  19 (1). -1973.- P. 58–76.
73. Payatakes   A.   S.,   Rajagopalan   R.   and   Tien   C.   Application   of   porous
medium   models   to   the   study   of   deep   bed   filtration   //   The   Canadian   J.   Chem.
Eng .  52 .- 1974.-722 p.
74. PiquemalJ.On   the   modelling   of   miscible   displacements   in   porous   media
with stagnant fluid // Transport Porous Media 8. -1992.- P. 243–262.
75. Podlubny     I.   Fractional   Differential   Equations.   Academic   Press,   San
Diego,1999.
76. Qian J., Zhan H., Chen Z., HaeYe.Experimental study of solute transport
under non-Darcian flow in a single fracture // Journal of Hydrology. 399.- 2011.
-P. 246-254.
77. Rege S. D., Fogler H. S. A network model for deep bed filtration of solid
particles and emulsion drops //  AIChE J. 34 (11). -1988.- P. 1761–1772.
78. Reimus   P.   W.,   Pohll   G.,   Mihevc   T.,   Chapman   J.,   Haga   M.,   Lyles   B.,
Kosinski S., Niswonger R., Sanders P. Testing and parameterizing a conceptual
model for solute transport in fractured granite using multiple tracers in a forced-
gradient test // Water Resour. Res. 39.- 2003.- 1356 p.
91 79. Ryan   J.N.,   Elimelech   M.   Colloid   mobilization   and   transport
ingroundwater   //   Colloids   and   Surfaces   A:   Physicochemical   and
EngineeringAspects 107.-1996.- P. 1–56.
80. Sahimi M. Application of Percolation Theory.Taylor& Francis Ltd.- 2003.
81. Sahimi   M.   Flow   and   Transport   in   Porous   Media   and   Fractured   Rock.
From Classical Methods to Modern Approaches. Second, Revised and Enlarged
Edition. WILEY-VCH VerlagGmbH&Co. KGaA.- 2011.
82. SahimiM.,   and   Imdakm   A.   O.   Hydrodynamics   of   particulate   motion   in
porous media // Phys. Rev. Letters 66 (9).-1991.- P. 1169–1172.
83. Samko   S.G.,   Kilbas   A.A.,   Marichev   O.I. Fractional   integrals   and
derivatives: Theory and applications .Gordon and breach.- London,1993.
84. Santos   A.,   Bedrikovetsky   P.   A   stochastic   model   for   particulate
suspensionflow in porous media // Transport in porous media. 62. -2006. P. 23-
53.
85. Schotting   R.J.,   Moser   H.,   Hassanizadeh   S.M.   High-Consentration-
Gradient   Dispersion   in   Porous   Media:   Experiments,   Analysis   and
Approximations //  Advances in Water Resources. Vol. 22, No. 7. -1999. -P. 665-
680. 
86. Schumer   R.,   Benson   D.A.,   Meerschaert   M.M.   Baeumer   B.   Fractal
mobile/immobile transport // Water Resour. Res. 39.- 2003. -1296 p.
87. Selim   H.M.,   Ma   L.   Physical   Nonequilibrium   in   Soils:   Modeling
andApplications. Ann Arbor Press, Chelsea, MI. -1998.
88. Selim H.M., Ma L. Transport of reactive solutes in soils .  A modified two-
region approach //Soil Sci. Soc. Am. J.,  Vol.59, N.1.- 1995.  -P. 75−82.
89. Sharma   M.M.,   Yortsos   Y.C.   A   network   model   for   deep   bed   filtration
processes //AIChE J. Vol. 33(10). -1987. -P. 1644-1653.
90. Sharma M.M., Yortsos Y.C. Fines migration in porous media //AIChE J.
Vol. 33(10). -1987.- P. 1654-1662.
91. Samarskii,   A.  A.,  and  Nikolaev,  E.  (2001).  Numerical   Methods  for  Grid
Equations, Volume II.  Birkh¨ auser
92 92. Samarskii,   A.   A.,  and   Vabishchevich,   P.  N.   (1995).   Computational   Heat
Transfer. Vol. 2. The
93. Finite Difference Methodology. Wiley, Chichester.
94. Samarskii,   A.   A.,   and   Vabishchevich,   P.   N.   (1997).   Difference   solution
methods for inverse
95. mathematical-physics   problems.   In:Fundamentals   of   Mathematical
Modeling.  Nauka, Moscow, 5–97.
96. Tikhonov,   A.   N.,   and   Arsenin,   V.   Ya.   (1986).Solution   Methods   for   Ill-
Posed Problems.  Nauka, Moscow.
97. Tikhonov, A. N., Goncharskii, A. V., Stepanov, V. V., and Yagola, A. G.
(1983).Regularizing
98. Algorithms and A Priori Information.  Nauka, Moscow.
99. Tikhonov, A. N., Goncharskii, A. V., Stepanov, V. V., and Yagola, A. G.
(1995).Numerical
100. Methods for the Solution of Ill-Posed Problems.  Springer-Verlag.
101. Tikhonov, A. N., Leonov, A. S., and Yagola, A. G. (1997).Nonlinear Ill-
posed Problems.  CRC Press.
102. Tikhonov, A. N., and Samarskii, A. A. (1990).Equations of Mathematical
Physics.  Dover Publications.
103. Vabishchevich, P. N., and Samarskii, A. A. (1999).Additive Schemes for
MathematicalPhysics Problems.  Nauka, Moscow.
104. Vainikko, G. M. and A.Yu. Veretennikov. (1986).Iterative Procedures in
Ill-Posed Problems.  Nauka, Moscow.
105. Vasil’ev,   F.   P.   (1981).Solution   Methods   for   Extremal   Problems.   Nauka,
Moscow.
106. ИванчовН.И.Обопределениизависящегоотвременистаршегокоэф-
фициента   в   параболическом   уравнении   //   Сибирский   математический
журнал. 1998.Т.39,№3.С.539-550. 
93 .ИскендеровА.Д.Обратные краевые задачи для определения параметров 
фильтрующихся сред//ИзвестияАНАзССР.Серияфиз.-мат.итехн.наук. 
1971.№2 .С.30-34. 
107. КлибановМ.В.Единственность   решения   двух   обратных   задач   для
системы Максвелла//ЖВМиМФ.1986.Т.26,№7.С.1063-1071. 
108. КлибановМ.В.Обратные задачив «целом» и карлемановские оценки//
Дифференциальные уравнения.1984.Т.20,№6.С.1035-1041. 
109. Клибанов  М.В.  Единственность  в   целом  обратных   задач   для  одного
классадифференциальных   уравнений//   Дифференциальные
уравнения.1984.Т.20, №11.С.1947-1953. 
110. Клибанов М.В. ,ДанилаевП.Г. О решении коэффициентных обратных
задач   методом   квазиобращения   //   Докл.АНСССР.   1990.Т.ЗЮ,№3.С.528-
532. 
111. КоздобаЛ.А.,КруковскийП.Г.Методырешенияобратныхзадачтеплопе
реноса.Киев:НауковаДумка,1982.360с. 
112. Коздоба   Л.А.Вычислительная   теплофизика.   Киев:   Наукова   Думка,
1992. 224с. 
113. КоздобаЛ.А.Методырешениянелинейныхзадачтеплопроводности.М.:
Наука,1975.227с. 
114. Крикунов   Ю.М.   Лекции   по   уравнениям   математической
физикииинте гральны муравнениям. Казань: Изд-во Казан,унта,1970.209с. 
115. Лаврентьев   М.М.,РомановВ.Г.,Шишатский   С.П   .Некорректные
задачи математической физикии анализа.М.:Наука,1980.286с. 
116. Лаврентьев   М.М.,РезницкаяК.Г.,   ЯхноВ.Г.   Одномерные   обратные
задачи математической физики.Новосибирск:Наука,1982.88с.
117. Xiaomin   Zhao   and   M.   Nafi   Toksoz.   Solute   transport   in   hetergeneous
porous media
94 118.  Хайруллин М.Х.  О решении обратных задач подземной 
гидромеханики    с помощью регуляризующих по А.Н. Тихонову 
алгоритмов // ЖВМ и МФ.    1986.Т.2б,№5. С. 780-783.
119. Хайруллин М.Х.  регуляризации обратной коэффициентной задачи 
не  
стационарной фильтрации // Докл.АН СССР. 1988. Т. 299, № 5. С.   1 108-
1111.
120. Хайруллин М.Х    Численные методы решения обратных 
коэффициентных задач подземной гидромеханики: Автореферат дисс.  
доктора   техн .  наук . 
121. Ешдавлатов З, Тўрайев Ф, Холиқов Ж.   A номальный перенос 
растворенных веществ в елементе трещиновато-пористой среды.  2022-йил 
18-19 ноябр ь .
122. Dzhiyanov T.O.1, Xolikov J.R.2, Abduraxmonov M.S.3.   Solute transport
in a two-zone medium with kinetics.     1,2,3Samarkand State University, 
Samarkand, Uzbekistan.
123. Dzhiyanov T.O., Xoliqov J.  Numerical Solution of the Inverse 
Problem of Solute Transport in Non-Homogeneous Porous Media.     
95 ILOVALAR
function  Bradford;
cc0=0.00000;    cc1=0.1;       v1=1e-5;       v2=1e-4;        k=0.005;  
D1=v1*k;       D2=v2*k;
tmax=3601;     h=0.05;        tau=0.5;             l=10;         l1=l+1;
Tet1=0.4;      ka1=0.0004;    kad1=0.0002;       ks1=0.0005;   ksd1=0.0001; 
Tet2=0.1;      ka2=0.0003;    kad2=0.00025;      ks2=0.0004;   ksd2=0.0002;
alpha=1e-5;    rau=1800;      n=21; 
 
C1(1:n,1)=cc0;
C1(1,1:tmax)=cc1;
Sa1(1:n,1)=cc0;
Ss1(1:n,1)=cc0;
 
C2(1:n,1)=cc0;
C2(1,1:tmax)=cc1;
Sa2(1:n,1)=cc0;
Ss2(1:n,1)=cc0;
 
  for  j=1:tmax-1
   A1=Tet1*D1*tau/h^2+Tet1*v1*tau/h;   
96    B1=Tet1+2*Tet1*D1*tau/h^2+Tet1*v1*tau/h;
   E1=Tet1*D1*tau/h^2;
   alpha1(2)=0; bet1(2)=cc1;
   
   A2=Tet2*D2*tau/h^2+Tet2*v2*tau/h;   
   B2=Tet2+2*Tet2*D2*tau/h^2+Tet2*v2*tau/h;
   E2=Tet2*D2*tau/h^2;
   alpha2(2)=0; bet2(2)=cc1;
   
   
    for  i=1:1
     Pa1=1/(1+tau*kad1);
     Pa2=(tau*Tet1*ka1/(rau+rau*tau*kad1))*C1(i,j);
     Qa1=1/(1+tau*ksd1);
     Qa2=(tau*Tet1*ks1/(rau+rau*tau*ksd1))*C1(i,j);
    
     Sa1(i,j+1)=Pa1*Sa1(i,j)+Pa2;
     Ss1(i,j+1)=Qa1*Ss1(i,j)+Qa2;
    end ;
       
   for  i=2:n-1
     Pa1=1/(1+tau*kad1);
     Pa2=(tau*Tet1*ka1/(rau+rau*tau*kad1))*C1(i,j);
     Qa1=1/(1+tau*ksd1);
     Qa2=(tau*Tet1*ks1/(rau+rau*tau*ksd1))*C1(i,j);
97     
     Sa1(i,j+1)=Pa1*Sa1(i,j)+Pa2;
     Ss1(i,j+1)=Qa1*Ss1(i,j)+Qa2;
   
    F1=(Tet1-alpha*tau)*C1(i,j)+alpha*tau*C2(i,j)-rau*(Sa1(i,j+1)-
Sa1(i,j))-rau*((Ss1(i,j+1)-Ss1(i,j)));
    alpha1(i+1)=E1/(B1-A1*alpha1(i));
    bet1(i+1)=(F1+A1*bet1(i))/(B1-A1*alpha1(i));
   
     end ;
 
   C1(n,j+1)=bet1(n)/(1-alpha1(n));
  
    for  i=n-1:-1:1
    C1(i,j+1)=alpha1(i+1)*C1(i+1,j+1)+bet1(i+1);
    end ;
   
    for  i=1:1
     Pb1=1/(1+tau*kad2);
     Pb2=(tau*Tet2*ka2/(rau+rau*tau*kad2))*C2(i,j);
     Qb1=1/(1+tau*ksd2);
     Qb2=(tau*Tet2*ks2/(rau+rau*tau*ksd2))*C2(i,j);
    
     Sa2(i,j+1)=Pb1*Sa2(i,j)+Pb2;
     Ss2(i,j+1)=Qb1*Ss2(i,j)+Qb2;
    end ;    
98     for  i=2:n-1
     Pb1=1/(1+tau*kad2);
     Pb2=(tau*Tet2*ka2/(rau+rau*tau*kad2))*C2(i,j);
     Qb1=1/(1+tau*ksd2);
     Qb2=(tau*Tet2*ks2/(rau+rau*tau*ksd2))*C2(i,j);
    
     Sa2(i,j+1)=Pb1*Sa2(i,j)+Pb2;
     Ss2(i,j+1)=Qb1*Ss2(i,j)+Qb2;
     
    F2=(Tet2-alpha*tau)*C2(i,j)+alpha*tau*C1(i,j)-rau*(Sa2(i,j+1)-
Sa2(i,j))-rau*((Ss2(i,j+1)-Ss2(i,j)));
    alpha2(i+1)=E2/(B2-A2*alpha2(i));
    bet2(i+1)=(F2+A2*bet2(i))/(B2-A2*alpha2(i));
   end ;
 
   C2(n,j+1)=bet2(n)/(1-alpha2(n));
  
    for  i=n-1:-1:1
    C2(i,j+1)=alpha2(i+1)*C2(i+1,j+1)+bet2(i+1);
    end ;
   j
  end ;
  %plot((0:l)*h,C1(1:l1,tmax))
 plot((0:l)*h,C2(1:l1,tmax))
  %plot((0:l)*h,Sa1(1:l1,tmax))
  %plot((0:l)*h,Sa2(1:l1,tmax))
99 % plot((0:l)*h,Ss1(1:l1,tmax))
%plot((0:l)*h,Ss2(1:l1,tmax))
 C1(1:n,tmax-1)
 C2(1:n,tmax-1)
 Sa1(1:n,tmax-1);
 Sa2(1:n,tmax-1);
 Ss1(1:n,tmax-1);
 Ss2(1:n,tmax-1);
 
 hold  on ;
100

YORIQ-G’OVAK MUHITLARDA ANOMAL MODDA KO’CHISHI TESKARI MASALASINI SONLI YECHISH MUNDARIJA Kirish …………………………………………………………...……………….3 I BOB. Matematik fizikaning teskari masalalari va yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chishi jarayonining matematik modellari .........................6 1.1. Matematik fizikaning teskari masalalarini tasniflash ............................. ........6 1.2. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chishining matematik modellari..............................................................................................................18 1.3. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chishi jarayonlarini modellashtirish....................................................................................................28 II BOB. G ’ ovak muhitda anomal modda ko’chishi bir o’lchovli masalasini sonli yechish .......................................................................................................34 2.1. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chishda kasr hosilalar va ularni hisoblash. ……………....................................................................... ..................34 2.2. G’ovak muhitda anomal modda ko’chish masalasini yechish......................45 2.3. G'ovakli muhitda anomal modda ko’chishning bir o'lchovli teskari masalasini sonli yechish ........................................................................................................49 III BOB. Ikki sohali birjinslimas yoriq g’ovak muhitda anomal modda ko’chishi teskari masalasini sonli yechish .......................................................56 3.1. Yoriq-g'ovak muhitda anomal modda ko’chishi masalasini sonli yechish..56 3.2. Ikki sohali birjinslimas yoriq- g'ovak muhitda anomal modda ko’chishining koeffitsientli teskari masalasini sonli yechish..............................67 1

Xulosa ………………………………………....……………………................79 Foydalanilgan adabiyotlar …………………………....……………................81 Ilovalar ................................................................................................................92 2

KIRISH Dissertasiya mavzusining dolzarbligi va zarurati: Jahon miqyosida neft qazib olish sanoatida neft qatlamlariga ikkilamchi va uchlamchi usullari bilan ta’sir etishning takomillashgan loyihasini ishlab chiqish yetakchi o’rinni egallamoqda. So’ngi yillarda ko’pgina rivojlangan mamlakatlarda neftni qazib olish sanoatida, g’ovak muhitlarda modda ko’chishi jarayonini ifodalovchi klassik modellar o’rniga moddaning anomal ko’chishi jarayonini ifodalovchi noklassik modellar qo’llanilmoqda. Bu borada, jumladan AQSh, Rossiya, Xitoy va boshqa rivojlangan davlatlarning ne ft va gazni qazib olish sanoatlarida, neft qatlamlaridagi g’ovak muhitlarda birjinslimas suyuqliklar sizishi va moddaning anomal ko’chishi jarayonlariga ta’sir etuvchi asosiy omillarni hisobga olgan holda loyihalash usullarini takomillashtirishga alohida e’tibor qaratilgan. Birjinslimas g'ovak muhitlarda modda ko’chishining to'g'ri masalalari turli hollar uchun yechilgan. Lekin teskari masalalar faqat ayrim sodda hollar uchun yechilgan. Juda muhim masalalar hozirgacha yechilmagan. Mavzu ana shunday masalalarni sonli yechishga bag'ishlangan. Shuning uchun masalalar va umuman mavzu dolzarb hisoblanadi. Muammoning o’rganilganlik darajasi. Bir jinslimas yoriq- g’ovak muhitlarda modda ning ko’chishi hamda har xil xarakteristikalarga ega bo’lgan ikki sohali muhitda modda ko’chishi masalalarini A.Suzuki, A.S.Fomin, V.A.Chugunov, T.Hashida, Y.Nibori, A.S.Bredford, F.J.Leij, H.Makita, J.Simunek, N.Toride, S.E.Silliman va boshqa olimlar tomonidan ilmiy tadqiqotlar olib borilgan. Birjinslimas yoriq g’ovak muhitlarda moddaning ko’chishi masalalari bo’yicha taniqli olim va tadqiqotchilardan A.D.Benson, M.M.Meerschaert, W.S.Wheatcraft, F.Huang, F.Liu, M.Sahimi, R.Schumer, B.Baeumer, N.R.Horne, H.Zhan, B.F.A.Tompson, J.Akilov, B.X.Xo’jayorov, V.F.Burnashev 3

va boshqalar tomonidan izlanishlar olib borilgan va ma’lum darajada ijobiy natijalarga erishilgan. Bugungi kunda yoriq g’ovak muhitlarda modda ko’chishi teskari masalalari to’liq o’rganilmagan. Tadqiqotning maqsadi yoriq-g’ovak muhitlarda moddaning ko’chishining teskari masalasini sonli yechish va tahlil qilishdan iborat. Tadqiqotning vazifalari: To’gri va teskari masalalarni qo’yilishini matematik modellarini tahlil qilish; g’ovak muhitlarda modda ko’chishining matematik modellarini sonli yechish; yoriq- g’ovak muhitlarda anomal modda ko’chishining matematik modellarini sonli yechish ; ikki sohali bir jinslimas yoriq g’ovak muhitda modda ko’chishini teskari masalasi sonli yechish. Tadqiqotning obyekti sifatida birjinslimas suyuqliklar yoriq-g’ovak muhitlarda modda ko’chishi modeli olingan. Tadqiqotning predmeti yoriq-g’ovak muhitlarda moddaning ko’chishi jarayonining matematik modellari, hisoblash algoritmlari va kompyuterda sonli tajribalar o’tkazish uchun dasturiy majmualari va gidrodinamik tahlil jarayonlarini tashkil etadi. Tadqiqotning ilmiy yangiligi. To’gri va teskari masalalarni qo’yilishini matematik modellarini tahlil qilindi; g’ovak muhitlarda modda ko’chishining matematik modellarini sonli yechildi ; yoriq- g’ovak muhitlarda anomal modda ko’chishining matematik modellarini sonli yechildi ; 4

ikki sohali bir jinslimas yoriq g’ovak muhitda modda ko’chishini teskari masalasi sonli yechildi. Tadqiqotning amaliy natijalari quyidagilardan iborat: differensial tenglamalar asosida moddaning ko’chishi jarayonining matematik modeli, hisoblash algoritmlari ishlab chiqilgan; yoriq-g’ovak muhitlarda nomuvozanat adsorbsiyali modda ko’chish jarayonini hisoblash uchun dasturiy vosita ishlab chiqilgan; ikki sohali yoriq g’ovak muhitda kinetika asosida modda ko’chishining teskari masalasi uchun dasturiy vosita ishlab chiqilgan. Tadqiqotning tuzilmasi. Magistrlik dissertatsiyasi mavzusi, kirish, uch bob, xulosa, foydalanilgan adabiyotlar ro’yxati va ilovalardan iborat. Dissertatsiya mavzusi bo’yicha chop etilgan ilmiy ishlar. 1) Ешдавлатов З, Тўрайев Ф, Холиқов Ж. A номальный перенос растворенных веществ в елементе трещиновато-пористой среды. 2022-йил 18-19 ноябр ь . 2) Dzhiyanov T.O.1, Xolikov J.R.2, Abduraxmonov M.S.3. Solute transport in a two-zone medium with kinetics. 1,2,3Samarkand State University, Samarkand, Uzbekistan. 3) Numerical Solution of the Inverse Problem of Solute Transport in Non-Homogeneous Porous Media. Dzhiyanov T.O., Xoliqov J. 5