Bir jinslimas g’ovak muhitlarda anomal modda ko’chishi masalasini sonli tadqiq etish




![I BOB. Bir jinslimas g’ovak muhitda anomal modda ko’chishi va
uning matematik modellari
§ 1.1. G'ovakli muhitda moddalarning anomal ko’chish jarayonlarini
modellashtirish
Ma’lumki, Fik qonuni diffuziya oqimi va modda konsentratsiyasi gradienti
o’rtasida proportsional bog‘lanishni o‘rnatadi [6, 39]. 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 fik bo'lmagan
ko’chishi.
Haqiqiy suv omborlarida va laboratoriya tajribalarini o'tkazishda
moddalarning ko’chishining anomal tabiati ko'pincha kuzatiladi, buni klassik Fick
qonuniga asoslangan an'anaviy modellar doirasida tasvirlash qiyin. So'nggi
vaqtlarda adabiyotda klassik Fik qonuni [44] 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,
[11,13,28,32,80,81,83] 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
5](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_5.png)
![natijasida muallaq zarrachalarning traektoriyasi ham murakkab tuzilishga ega.
Bunday muhitda moddalarni ko’chishning birinchi modellaridan biri [43] da
ko’rsatilgan. Bikontinuum yondashuvi [4] doirasida kasir hosilalarni o'z ichiga
olgan YG’Mda konvektiv ko’chish tenglamalari analitik tarzda olinadi.
Tenglamalar YG’Mda moddalarni uzatish jarayonlarini tahlil qilish uchun
ishlatilgan [42, 45].
Fraktal tuzilishga ega muhitda diffuziya jarayonlarini modellashtirishga turli
yondashuvlar [19,33,34,36,49,85] da keltirilgan. Muammoning holatining nisbatan
batafsil tahlili [60,114,126] 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 [38,40]. 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 [ 45,46]. 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 [60]. [108] da, fraktal geometriyaga ega bo'lgan
birjinslimas g'ovakli muhitda birjinslimas suyuqlik oqimi uchun fraktal kechikish
vaqtiga ega nisbatan oddiy model taklif qilingan. Bir jinsli bo lmagan muhitdaʻ
moddalarni tashish bo yicha olib borilgan dala eksperimental tadqiqotlarida
ʻ
[7,52,99] 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 muhitda moddalarning
ʻ
o tkazilishining anomal xarakterini kasr hosilalari bilan differensial tenglamalar
ʻ
6](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_6.png)
![yordamida modellashtirish mumkinligi ko rsatilgan [3,12,61,82,108]. Xususan,ʻ
[108] da, 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 [30, 52, 53].
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 [97] 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 [27,93,94] 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 [59]. 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
[107] da 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 [2,55,58,70,106].
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 asosida
modda oqimi zichligining bo'shashish vaqti juda qisqa ekanligi ko'rsatilgan. [70]
7](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_7.png)
![da turli parametrlarning differensiallanishiga qarab, konsentratsiya to lqinlariningʻ
tarqalish xarakteristikalari ham har xil bo lgan turli uzatish qonunlarini olish
ʻ
mumkinligi ko rsatilgan.
ʻ
Bir qator ishlar g'ovak muhitda modda va suyuqlikning ko’chish
qonuniyatlarida xotira effektlarini hisobga olishga bag'ishlangan. [22,51] 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. [51,65] 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 [101, 102].
Shuni ta'kidlash kerakki, erigan moddalar va suyuqlikda muallaq kolloid
zarrachalarni ko’chishni modellashtirishga yondashuvlar g'ovakli muhitlarda
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
8](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_8.png)
![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, Birjinslimas muhitlar uchun bunday modellar odatda yaxshi
natijalar bermaydi. Bunday Birjinslimas 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 teshiklarining bir hajmini pompalagandan keyin paydo bo'ladi.
Biroq, bu shart har doim ham qondirilmaydi, qattiq zarrachalar va polimerlarning
ba'zi suyuqliklari uchun bunday og'ish [5, 78, 129] da kuzatilgan. Bu shuni
anglatadiki, fenomenologik modellar suyuqlik 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
[8,91,92,98,103, 111,112,113,117] da taklif qilingan. Yangi populyatsiya balansi
modeli [105] da 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 Birjinslimas
g'ovakli muhitda anomal tarqalishi (dispersiyasi) moddalarni ko’chish jarayonlarini
tahlil qilishda hal qiluvchi ahamiyatga ega bo'lishi mumkin. Shu 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
9](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_9.png)
![paydo bo'lishi Birjinslimas muhit yoki ularning fraktal tuzilishining buzilishining
bevosita natijasidir.
§ 1.2. Birjinslimas g'ovak muhitda moddalarni anomal 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 dala tadqiqotlari bilan
solishtirganda, matematik modellashtirish turli parametrlarning xarakteristikalar,
o'tkazish ko'rsatkichlariga ta'sirini jismoniy 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 [66]. Ba'zi o'zgartirishlar va turli omillarni
qo'shimcha hisobga olgan holda bir qator shunga o'xshash modellar
[35,69,111,112,113,123] 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
[9,10,54,62,88,131].
Suyuqlik zichligi va muhitning g'ovakliligi past konsentratsiyali suyuqliklar
uchun doimiy bo'lsa, bir o'lchovli holatda balans tenglamasi quydagi ko’rinishga
ega bo'ladi.∂
∂t
(mc +δ)+∂q
∂x
= 0,
(1.1 )
Bu yerda
c muallaq zarrachalar kontsentratsiyasi, m muhitning g'ovakligi, δ
kechiktirilgan (cho'kma) zarrachalarning konsentratsiyasidir.
c odatda g’ovak
10](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_10.png)


![bu yerda ⃗v filtrlash tezligi vektori, ⃗J dispersiv massa oqimi va r moddaning massa
ko’chish intensivligi [6].
(1.12) 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 Fik qonuni sifatida beriladi
⃗J= D⋅∇ c
, ( 1.13)
bu yerda D
‒ dispersiya tensori.
Dispersiya tensori moddaning kontsentratsiyasiga va uning gradientiga
bog'liq emas, ammo bu filtrlash tezligiga bog'liq [6]
D = (D m+αTv)I+(αL− αT)
⃗vT
v
, ( 1.14)
Bu yerda
Dm molekulyar diffuziyaning samarali koeffitsienti, αT, αL - ko'ndalang
va uzunlamasına dispersiyalar, I - birlik tenzori, v
⃗v vektorning qiymati , T ustki
belgisi
⃗v vektor transpozitsiyasini bildiradi. Odatda αT, αL muhit xossalarini
xarakterlovchi konstantalardir.
(1.12), (1.13) tenglamalardan passiv (konservativ) moddani olamiz.
∂c
∂t
+∇ ⋅(⃗vc)= ∇ ⋅(D⋅∇ c).
( 1,15)
(1.14) bilan (1.15) 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 (1.15), (1.14) tenglamadan foydalanish
mumkin. Haqiqiy muhitning kichik va katta miqyosdagi Birjinslimasligi
moddalarning ko’chish qonunining Fik qonunidan chetga chiqishining asosiy
sababidir [58]. Bundan tashqari, (1.15) 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
13](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_13.png)
![koordinatali x va t vaqtga bog'liq deb hisoblanadi . Katta x va t ular asimptotik
qiymatlariga yetadi [31, 79].
⃗J
va ∇с o'rtasidagi chiziqli munosabatlar (1.13) buzilgan yondashuv ham
mavjud. Masalan, yuqori konsentratsiyali aralashmalar uchun chiziqli bo'lmagan
munosabatni kuzatish mumkin [59]. Ayrim asarlarda
⃗J o‘zgarishda xotiraning
ta’siri hisobga olingan [119,124]. Bunda (1.13) ga nisbatan
⃗J differentsial
tenglama sifatida ifodalanadi. Umumiyroq holatda (1.15) o rniga (1.13), (1.14)
ʻ
umumlashgan bog liqliklar qo llanilganda integrodifferensial tenglamalar olinadi.
ʻ ʻ
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, [106] 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),
( 1.16)
bu yerda A yangi doimiy,
D= αLv, A= β/v , β muhit xususiyatini tavsiflovchi
doimiy hisoblanadi.
(1.16) tenglama (1.12) ko'rinishga ega bo’ladi agar (1.13) o'rniga biz
(skalar shaklda) olsak.
J=− D ∂c
∂x
− A ∂J
∂t
− Av ∂J
∂x
.
( 1.17)
[119] da, kichik miqyosda Birjinslimas muhitlar taklif qilingan
⃗J=− D⋅∇ c− A⋅∂⃗J
∂t
,
( 1.18)
bu yerda A tenzor bo'lib, u A koeffitsientining uch o'lchovli ekvivalenti
hisoblanadi .
14](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_14.png)
![Shubhasiz, (1.18) (1.17) ning maxsus holatidir. Xuddi shunday, (1.18) uchun
(1.16) o'rniga quyidagi uzatish tenglamasini olamiz∂с
∂t+v∂c
∂x− D ∂2c
∂x2= − A (
∂2c
∂t2+2v ∂2c
∂t∂x).
[58] da suyuqlik oqimi va dispersiyasining yangi termodinamik nazariyasi
asosida olingan yuqoridagilarni umumlashtiruvchi umumiyroq bog liqlik
ʻ
keltirilgan. Bu nazariya boshqa adabiyotlarida ham keltirilgan [58], ya'ni [56, 57].
[58] 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).
( 1.19)
Ma'lumki, Fick diffuziyasi holatida moddaning diffuziya oqimi quyidagicha
aniqlanadi.
J=− D(m)∂c
∂x
,
(1.20)
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
(1.19) ga almashtirib, o'lchamsiz o'zgaruvchilarga o'tamiz
1
t0
∂c
∂τ= 1
x0
2
∂
∂X (D (m)∂c
∂X ).
( 1.21)
O'lchovsiz tenglama (1.21) 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
15](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_15.png)
![qoniqtirmasligini ko'rsatadi [60]. O’rtakvadrat siljishi vaqtga quyidagicha
bog'liqligi ko'rsatilgan¿x2>~t
2
2+θ,
( 1,22)
bu erda
θ anomal diffuziya indeksi deyiladi.
(1.22) ni hisobga olib, (1.21) da korrelyatsiyani qo’llaymiz
x0
2~t
2
2+θ.
( 1,23)
Ko'rinib turibdiki,
θ= 0 (1.23) dan Fick diffuziyasiga kelamiz.
Masshtablash munosabati (1.23) 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 [44] da
keltirilgan. Ulardan birinchisi diffuziya koeffitsientining quyidagicha o'zgarishi
bilan bog'liq [85].
D(m)(x)= D fx−θ,
( 1,24)
bu yerda
Df samarali diffuziya koeffitsienti, doimiy.
(1.24) dan foydalanish quyidagi diffuziya tenglamasiga kelamiz
∂c
∂t
= ∂
∂x(D fx−θ∂c
∂x).
( 1,25)
(1.25) tenglama uchun (1.23) 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 (1.23) 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 ( 1.20) modifikatsiyadan so'ng
16](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_16.png)
![hosila tartibi 1 ga teng yoki undan kam bo'lganligi bilan erishiladi. (1.23)
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, [32, 63, 83] da qayd etilgan va o'rganilgan. Demak,
massa oqimi shaklda berilishi mumkin
J= D f∂t
1−γ
(
∂βc
∂xβ),γ>0,β<1,
( 1,26)
Bu yerda
γ va β mos ravishda vaqt va fazo o'zgaruvchisiga nisbatan hosilalarning
tartibini aniqlang.
(1.26) dagi kasr hosilalari tegishli integral tasvirlar bilan aniqlanadi [104].
∂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 .
( 1.26) ni (1.19) o rniga qo yish orqali quydagi hosil bo’ladi
ʻ ʻ
∂c
∂t= ∂
∂x(D f∂t
1−γ
(
∂βc
∂xβ)),
( 1,27)
bunda hosilalarning tartiblari
γ va β (1.23) munosabat qanoatlantiriladigan tarzda
tanlanishi kerak. Bu talab quydagicha bo’ladi
t0~x(1+β)/γ.
( 1,28)
(1.28) ni (1.23) bilan solishtirsak, quydagini olamiz
θ+2= 1+ β
γ
.
( 1,29)
(1.27) ning ikkala qismiga kasr integrallash amalini qo’llasak, quyidagi
tenglamani olamiz.
∂γc
∂tγ= ∂
∂x(D f
∂βc
∂xβ).
( 1.30)
Tartibsiz muhitlarda, yuqorida ta'kidlanganidek, moddaning tarqalishi
anomal ta'sirlarning namoyon bo'lishi bilan sodir bo'ladi va anomaliyaning
17](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_17.png)
![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. [45] 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.
YG’Mda muhitning jinsi bilan 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 [84, 122]. 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 [89, 96].
G'ovakli bloklarga diffuziyani klassik Fik qonuni bilan tavsiflash mumkin. Biroq,
Birjinslimas bloklar uchun, ayniqsa moddaning tog jinsi bilan o'zaro ta'sirini
hisobga olgan holda, Fik qonuni buziladi. (1.30) tenglama anomal hodisalarni
hisobga olgan holda diffuziya jarayonini tavsiflash uchun ishlatilishi mumkin.
[42] da moddaning tog jinslari bilan o zaro ta siri natijasida tuzilishiniʻ ʻ ʼ
o zgartirishi mumkin bo lgan atrof muhit bilan bir yoriqlikdagi diffuziya masalasi
ʻ ʻ
ko rib chiqilgan.
ʻ
Ba'zi ishlarda erigan moddalar bo'lgan sovuq suvni YG’Mga quyish
muammolari tahlil qilingan [120, 121]. Issiqlik va moddaning ko’chishi jarayonida
18](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_18.png)

![[45] 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 <∞ ,
(1,31 )
C(0,X )=0
(1,32)
C(t,0)=c0(t),
(1,33)
bu yerda
c0(t) berilgan funksiya.
(1.31) (1.33) masala o zgaruvchiga nisbatan Laplas konvertatsiyasi
‒ ʻ
yordamida yechiladi
t . O'zgartirishlarda tenglama olinadi
d¯c
dX
= − ¯c(s+bs γ+sβ),
(1,34 )
¯c(0)= ¯c0,
(1,35)
bu yerda
¯c= L(c), L Laplas o'zgartirish operatori .
(1.34) yechim (1.35) ko'rinishga ega
¯c= s¯c0¯ϕ(s,X )exp (− Xs ),
(1,36)
bu yerda
¯ϕ(s,X )= 1
s
exp [− (sβ +bs γ)X ].
(1.36) dan quydagiga kelamiz
C(t,X )= ∂
∂t∫
0
t
c0(t− τ)χ(τ− X )ϕ(τ− X ,X )dτ ,
(1,37)
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, (1.37) dan qachonki
c0(t)=1 quydagiga kelamiz
C (t,X )= χ(t− X )ϕ(t− X ,X ).
(1,38)
20](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_20.png)
![(1.38) 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 Birjinslimas 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
[25,44,147,148,150. ]. Bu tenglamalarni yechish uchun ba'zi analitik yechish
usullarini, masalan, Laplas o'zgartirishlar usulini ham qo'llash mumkin. 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,
(1,39)
Dt
γC2= DY
β+1C2,Y>1,
(1,40)
C1(0,Y )= C2(0,Y)= 0,
(1,41)
C1(t,0)=1,
(1,42)
C1(t,1)=C2(t,1),
(1,43)
Dt
1−χDY
αC1= εK mDt
1−γDY
βC2,
(1,44)
21](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_21.png)
![C2(t,∞ )= 0,(1,45)
bu yerada
Dt
χC= ∂χc
∂tχ, DY
αC= ∂αc
∂Yα.
(1.39) (1.45) masala yechimi quyidagicha ifodalanadi
‒
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 [22,51] Darsi qonuni va holat tenglamasida
⃗q=−D ∇ p,
(1,46)
p= Gρ ,
(1,47)
bu erda
⃗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,
(1,48 )
ϕ1(t)∗ p= ϕ2(t)∗ρ,
(1,49)
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 .
(1.48), (1.49) munosabatlari quydagi ko’rinishga keltiriladi
(γ+ε ∂n1
∂tn1)⃗q=− (c+d ∂n2
∂tn2)∇ p,
(1,50)
(a+b ∂m1
∂tm1)p= − (α+ β ∂m2
∂tm2)ρ,
(1,51)
bu yerda
γ,ε,c,d,a,b,α,β " xotira sozlamalari", ‒ 0≤n1,n2,m1,m2<1.
(1.50), (1.51) da kasr hosilalari Caputo [20, 95] ga muvofiq aniqlanadi.
22](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_22.png)
![f(n)(t)= ∂nf(t)
∂tn = 1
Г(1−n)∫
0
t
(t− ξ)−ndf (ξ)
dξ dξ .(1,52)
⃗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, [12,118] asarlarda
v= μ ∂α
∂tα(
∂p
∂x),
(1,53)
bu erda parametr
α,0≤ α<1 xotira rolini o'ynaydi.
(1.53) 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 [118]. Xuddi shu ishda kasr hosilalarini yaqinlashtirishning ba'zi
usullari keltirilgan. Diffuziya masalalarida [12,64,86,134] ishlar kasr hosilalaridan
foydalanishga bag'ishlangan. Kasrli hosilalarni yaqinlashtirish butun tartibli oddiy
hosilalarni yaqinlashtirishga qaraganda qiyinroq. Bu kasr hosilalarining 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 [72, 95, 104].
Kasr hosilalari uchun eng mashhur ta’rif Rimann-Liuvil formulasi bo'lib, u
quyidagicha
x∈[a,b] aniqlanadi.
23](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_23.png)
![DRL
α u(x)= 1
Г(n−α)
dn
dx n∫
a
x
u(ξ)(x− ξ)n−α−1dξ ,(1,54 )
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¿)¿
¿ ¿¿
(1,55)
bu yerda
α>0 hosila tartibi .
Haqiqiy sonlar to'plamida har bir chegaralangan funksiya
u(x) uchun (1.54)
qator mutlaqo yaqinlashadi.
(1.55) dan foydalanish ko'pincha beqaror farq sxemalariga olib keladi va
yaqinlashish aniqligi odatda birinchi tartibdan yuqori emas.
Kasr hosilasining yana bir ta'rifi Kaputo [20] tomonidan taklif qilingan. Bu
(1.52) formula bo'lib, uni (1.54), (1.55) 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 ,
(1,56)
bu yerda
n− 1<α<n,n= [α]+1.
(1,56 ) formula (1,54) ga nisbatan bir qator afzalliklarga ega. (1.54) 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. (1.56) formula Laplas o'zgarishlaridan foydalanganda,
aniq fizik ma'noga ega bo'lgan nuqtadagi
x= a, butun tartibli hosila qiymatini
beradi . Bundan tashqari, doimo Kaputo hosilasi (1.56) 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
24](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_24.png)

![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),
(1,61)
bu erda
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
,¿¿¿¿
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, (1.60) 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
26](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_26.png)
![Dcα,Δx u(xj)= Δx −α
Г (4− α)[aj,0δ0u0+∑
k=1
j
aj,kδ2uk],(1,62)
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 (1.62) ikkinchi
tartibli bo'ladi, ya'ni
O(Δx 2).
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 erda
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.
[133] da konvektiv-diffuziya ko’chishning bir o'lchovli tenglamasi ko'rib
chiqiladi.
∂γc
∂tγ+v∂c
∂x= D ∂αc
∂xα,
(1,63)
Bu yerda
0<γ≤ 1,1<α≤ 2.
(1.63) 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
27](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_27.png)
![∂
γ
c(t,x)
∂t
γ =¿
{
1
Г(1−γ)
∫
0
t
(t−ξ)
−γ∂c
∂ξ
dξ ,0<γ<1,¿¿¿¿(1,64)
To’rning tugun nuqtasida
(tn,xj) (1.64) integral quyidagicha aniqlanadi
∂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 ]. (1.65 )
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)
(1.65) 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, 130, 132] da ishlatilgan.
28](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_28.png)

![2-BOB. Bir o’lchovli holda kasrli diffuziya tenglamalarni son usullari.
§ 2.1Kasrli diffuziya tenglamasi
Bir jinsli muhitda moddalarni ko’chish jarayonining standart modeli klassik
konveksiya-diffuziya tenglamasi bo'lib, u bir o'lchovli holatda manbalar bo’lmagan
holda quyda ko’rinishga ega.∂C
∂t=−υ∂C
∂x+D ∂2C
∂x2
(1.1)
Bunda
D parametri muhitdagi nuqtalarning Broun harakatini xarakterlaydi, υ esa
ularning
x o‘qi bo‘yicha ko’chish tezligidir.
Agar biz Dirak
δ(x−a) funksiyasini boshlang'ich shart sifatida oladigan bo'lsak, u
holda har qanday
t vaqtda Gauss kontsentratsiya profili markazdan masofa bilan
juda tez (eksponensial) kamayib boruvchi butun qismlarga ega bo'ladi:
C(x,t)= 1
2√πDt e
(a−x+υt)2
4Dt
(1.2)
Ikki harakatlanayotgan zarrachalar orasidagi masofa
t1/2 ga oshadi. [1]
Boshqa tomondan, (1.1) tenglama ko’chish jarayonlarini modellashtirish uchun har
doim ham mos kelmasligini ko'rsatadigan laboratoriya tajribalari [157] mavjud.
Birjinslimas muhitda konsentratsiya profillari "qiyshiq" (assimetrik) bo'lishi
mumkin.
Hozirgi vaqtda bir jinsli muhitda bunday hodisalarni tasvirlash uchun kasr hosilali
diffuziya modeli qo'llaniladi. Shunday qilib, bir o’lchovli klassik tenglama (1.1) ni
umumlashtiriladi va quyidagi quydagi ko’rinishga keltiriladi:
∂C
∂t=−υ∂C
∂x+(1+β)⋅D
2⋅∂αC
∂xα+(1− β)⋅D
2⋅ ∂2C
∂(− x)2
(1.3)
Bu erda
C(x,t) - o'tkazilgan moddaning konsentratsiyasi, υ - konvektiv o'tish
tezligi,
D - dispersiya koeffitsienti, α - differentsiallash operatorining kasr
darajasi
1≤α≤2 , β - uning qiyshayish simmetriyasi koeffitsienti −1≤ β≤1 . (1.3)
ifoda bir o'lchovli kasr hosilali diffuziya tenglamasini beradi.
30](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_30.png)
![§2.2 Grunvald-Letnikov usuli
[2] da bu usul ham batafsil tavsiflangan. Furye usulidan farqli o'laroq, u ayirmali
usul bo'lib, Grunvald-Letnikov kasr hosilasining ta'rifiga asoslanadi. Ushbu
algoritmning mohiyati quyidagicha. Dastlabki kasr diffuziya tenglamasini operator
ko’rinishda berilgan [2]:Cin+1−Cin
τ = (1+β)
2 ⋅Li⃗Cn+(1− β)
2 ⋅Ri⃗Cn
Li⃗Cn={
ΔαCn
Δx α}i+1
= 1
h(+αFi+1/2 n −+αFi−1/2 n )
, (
1≤α≤2 ), (2.6)(2.1)
Ri⃗Cn={
ΔαCn
(−Δx )α}i−1
=1
h(−αFi+1/2 n −−αFi−1/2 n )
, (
−1≤ β≤1 )
Bu yerda F oqimlari Grunvald-Letnikov kasr hosilasi ta'rifi bo'yicha hisoblanadi:
+αFi+1/2 n ={
Δα−1
Δx α−1}i+1
=1
hα−1 ∑
k=0
[(x−a)/h]
λk⋅C(xi+1−k⋅h,t),
−αFi+1/2 n ={
Δα−1
(− Δx )α−1}i
=−1
hα−1 ∑
k=0
[(b−x)/h]
λk⋅C(xi+k⋅h,t),
(2.2)
λk=(−1)k
(
α−1
k ) koeffitsientlari rekursiv munosabatda ifodalanadi:
,
λ0=1 (2.3)
Barcha oraliq hisob-kitoblarni amalga oshirgan holda,
α ≠1, 2 uchun R va L
operatorlari asosiy diagonallarga ulashgan identifikatsiya elementlari bilan to'liq
to'ldirilgan uchburchak matritsalar ekanligini ta'kidlaymiz. Masalan, L operatori
quyidagi ko’rinishga ega:
31
λk+1=− λk⋅(α− k−1)
k+1](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_31.png)
![L= 1
hα
(
θ1 1 0 ⋯ ⋯ ⋯ 0 0 0 0
θ2 θ1 1 0 ⋯ ⋯ ⋯ 0 0 0
θ3 θ2 θ1 1 0 ⋯ ⋯ ⋯ 0 0
θ4 θ3 θ2 θ1 1 0 ⋯ ⋯ ⋯ 0
⋯ ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ ⋯
θN−4 θN−5 ⋯ θ3 θ2 θ1 1 0 0 0
θN−3 θN−4 ⋯ ⋯ θ3 θ2 θ1 1 0 0
θN−2 θN−3 ⋯ ⋯ ⋯ θ3 θ2 θ1 1 0
θN−1 θN−2 ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ θ3 θ2 θ1 1
θN θN−1 ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ ⋯ θ3 θ2 θ13
) (2.4)
θK
koeffitsientlari rekurent bo'lsa:
θk+1=− θk⋅(α− k)
k+1
, θ0=1 (2.5)
Tahlil shuni ko'rsatadiki, bu sxema
h va τ da birinchi tartibli (2.1) dastlabki
tenglamaga yaqinlashadi va
ατ
ha≤1 da turg’undir.
Grunvald-Letnikov ta'rifiga asoslangan shartsiz barqaror qisman oshkormas sxema
ham mavjud. Usul quyidagi tenglama bilan tavsiflanadi:
Ci
n+1
τ =(1+β)⋅(
+α~Fi+1/2
n+1/2−+α~Fi−1/2
n+1/2
h )+(1− β)⋅(
−α~Fi+1/2
n+1/2−−α~Fi−1/2
n+1/2
h )
, (2.6)
Bu yerda
+α~Fi+1/2 n+1/2=Ci+1n+1−(α−1)Cin+1
ha−1 +(Lrest )i+1/2 n
,
−α~Fi+1/2 n+1/2=−Cin+1−(α−1)Ci+1n+1
ha−1 +(Rrest )i+1/2 n
,
(2.12)
(Lrest )i+1/2 n = 1
hα−1 ∑k=0
[(x−a)/h]
λk⋅Ci−kn
; (Rrest )i+1/2 n = −1
hα−1 ∑k=0
[(b−x)/h]
λk⋅Ci+kn
32](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_32.png)
![Oqimlarni (2.12) almashtirgandan so'ng, (2.6) tenglama uch diagonal matritsa bilan
ifodalangan tenglamaga o’zgaradi, bu oddiyroq uch nuqtali progonka usuli bilan
yechiladi:Cin+1−Cin
τ =(1+β)⋅(
Ci+1n+1− α⋅Cin+1+(α− 1)Ci−1n+1
hα )+(1− β)⋅(
(α−1)Ci+1n+1− α⋅Cin+1+C i−1n+1
hα )+Qin
(2.13)
Qi
n= 1
h(1+β)⋅[(Lrest )i+1/2
n − Lrest )i−1/2
n ]+1
h(1− β)⋅[(Rrest )i+1/2
n − Rrest )i−1/2
n ]
Ushbu sxemalarning asoslanishi va tahlili [157] da batafsil berilgan.
33](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_33.png)
![§2.3 Riman – Liuv illa usuli
Yunalish bo’yicha approksimatsiya tartibini oshirish zarurati oldingi ayirmali
sxemalari (birinchi tartibdagi) α ning kichik qiymatlari uchun kontsentratsiya
profilining xatti-harakatlarini nokorrekt berilganligi bilan bog'liq. Tugunlar
sonining ko'payishi muammoni qisman hal qildi, ammo hisoblash jarayonining
sezilarli darajada oshishiga olib keldi. Riman – Liuvilla ta'rifi har qanday aniqlik
bilan sonli hisoblash mumkin bo'lgan ba'zi integrallarni o'z ichiga oladi. Shuning
uchun, bu ta'rif bizga kasr hosilalarini istalgan tartibda approksimatsiya qilish
imkonini beradi.
Demak, m =1 uchun
[a,b] oraliqda Riman va Liuvil [157] bo’yicha kasrli
differentsiallash amallari quyidagi ko’rinishga ega bo’ladi:
∂αC
∂xα=1
Γ(1−α)⋅d
dx ∫
a
xC(t)dt
(x−t)α
∂αC
∂(− x)α=−1
Γ(1− α)⋅d
dx ∫
x
bC(t)dt
(t− x)α
(2.7)
x∈[a,b],
0≤a<1
Kasrli diffuziyaning dastlabki tenglamasini ayirmali ko’rinishida tasvirlaymiz:
Cn+1−Cn
τ =(1+β)
2 ⋅
+Fi+1/2 n −+Fi−1/2 n
h +(1−β)
2 ⋅
−Fi+1/2 n −−Fi−1/2 n
h
(2.8)
(2.8) ifoda
τ dagi birinchi approksimatsiya tartibini beradi. h dagi
approksimatsiya tartibi F oqimlarini qanchalik to'g'ri ifodalashimizga bog'liq
bo'ladi. Masalan,
+Fi+1/2
n oqimini ko'ramiz:
+Fi+1/2 n = ∂α−1C
∂xi+1/2 α−
, 1≤ a<2 (2.9)
Keyin (2.7) ta'rifga ko'ra, unga kiritilgan integralni hisoblash sistemasining
tugunlari bilan chegaralangan segmentlar bo'yicha integrallar yig'indisiga
bo'lgandan so'ng, biz quyidagilarni ko’rinishga kelamiz:
34](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_34.png)
![+Fi+1/2 n = 1
Γ(2−α)⋅ d
dx i+1/2[∑k=i+1
N−2
∫xk
xk+1 C(t)dt
(xi+1/2−t)a−1+∫xi
x+1 C(t)dt
(xi+1/2−t)a−1] (2.10)
x0=a
, 1≤ a<2
−Fi+1/2
n
oqimi aynan shu tarzda yoziladi
−Fi+1/2 n = −1
Γ(2−α)⋅ d
dx i+1/2[∑k=i+1
N−2
∫xk
xk+1 C(t)dt
(t−xi+1/2)a−1+ ∫
xi+1/2
x+1 C(t)dt
(t−xi+1/2)a−1]
(2.11)
xN−1=b
, 1≤ a<2
h
dagi ikkinchi darajali approksimatsiyaning ayirmalar usulini olish uchun C(x)
integralini uzluksiz, chiziqli bo’laklab
βk⋅x+γk funksiya sifatida ko’rsatish kifoya,
bunda
x∈[xk,xk+1]
βk=
Ck+1−Ck
h
γk=Ck− βk⋅xk
(2.12)
Umuman olganda, (2.10) va (2.11) formulalar bo'yicha oqimlarni aniqlashda
xatolik
hm+2 dan oshmaydi, bu erda m - C(x) funksiyasi [xk,xk+1] oraliqlari ichida
interpolyatsiya qilinadigan polinom darajasi. Bu holatda,
m=1 , F oqimlari h da
uchinchi darajaga approksimatsiyadir va shuning uchun butun sxema (2.8) ikkinchi
tartibli.
Bundan tashqari (2.10) va (2.11) formulalardagi integratsiyani analitik tarzda
bajarish mumkin. Natijada, biz operator shaklida qulay tarzda ifodalangan ikkala
oqim uchun quyidagi ifodalarni olamiz:
Li⃗Cn=1
h(+Fi+1/2 n −+Fi−1/2 n )
Ri⃗Cn=1
h(−Fi+1/2
n −−Fi−1/2
n )
(2.13)
Hisoblash shuni ko'rsatdiki, L va R matritsalarining shakli oldingi bobda
Grunvald-Letnikov usulida olingan matritsalarga o'xshaydi. Biroq (2.4)
operatoridagi
θk koeffitsientlari murakkabroq shaklga ega bo'ladi:
35](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_35.png)
![θ0=1
(2−α)⋅Γ(2− α)⋅22−α
θ1=θ0(32−α−2)
θk=θ0[(2k−3)2−α− 2⋅(2k−1)2−α+(2k+1)2−α]
k≥2,
1≤α<2 (2.14)
Shunday qilib, biz fazoda ikkinchi darajali approksimatsiyaning aniqroq raqamli
usulini oldik. Sxema, tahlil shuni ko'rsatadiki,
ατ
ha≤1 da ham turg’un.
Ushbu sxema ham o'zgartirilishi mumkin, bu uni qisman oshkormas va shartsiz
turg’un qiladi. Yangi
θk koeffitsientlarini (2.6)-(2.13) tenglamalar bilan
tavsiflangan tayyor Grunvald-Letnikov usuliga almashtirish kifoya. Bunday holda,
biz
τ vaqt qadamini oshirish imkoniyati tufayli yanada soddaroq algoritmga ega
bo'lamiz.
36](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_36.png)
![3-BOB Ikki sohali birjinislimas muhitlarda modda ko’chishi
Ushbu bobda biz model asosida ikki sohali Birjinslimas g'ovak muhitda
moddalarning ko’chishini qaraymiz [37]. 3.1-paragrfda moddaning har xil
xususiyatlarga ega bo'lgan ikki sohali muhitda ko’chishi ko'rib chiqiladi [154]. 3.2-
paragrfda nomuozanat adsorbsiyasili moddaning Birjinslimas g'ovakli muhitga
ko’chishi qaraladi [155].
§3.1. Har xil xususiyatlarga ega bo'lgan ikki sohali muhitda moddalarning
ko’chishi
Kolloid zarralar bir jinsli tuzilishga ega bo'lgan muhitlarga qaraganda
strukturali g'ovak muhitda nisbatan tezroq harakatlanishi va uzoq masofalarni
bosib o'tishi mumkin [23,67,87,90]. Buning sababi moddalarning tez ko’chishiga
yordam beradigan muhitning mavjudligi. YG’Mlar strukturasi moddaning tipik
namunasidir [102, 128]. Bunday muhitlarda moddalarni ko’chini modellashtirishda
odatda suyuqlik va u bilan birga qattiq zarralar yoki unda muallaq erigan moddalar
harakatining asosiy yo'llari yoriqlar deb hisoblanadi. Soddalashtirilgan
modellardagi g’ovak bloklar suyuqlik uchun o'tkazmaydigan hisoblanadi, ammo
zarralar yoki erigan moddalar diffuziya orqali ularga kirib borishi mumkin.
Shunday qilib, muhitda ikkita zona hosil bo'ladi, biri harakatchan suyuqlik
(yoriqlar), ikkinchisi esa harakatsiz (g'ovakli bloklar). Massa almashinish
jarayonlari zonalar orasida sodir bo'ladi.
G'ovakli muhitda moddalarning jadal ko’chishi ko'plab omillarning natijasi
bo'lishi mumkin. Shuning uchun bu hodisani matematik modellashtirishda ma'lum
qiyinchiliklar mavjud . Ushbu yo'nalishdagi ba'zi modellar [ 47,109,116,125]
asarlarda taqdim etilgan. Ushbu modellarda yuqorida keltirilgan ikki sohali muhit
(yondashuv) ishlatilgan. Zonalar orasidagi massa almashinuvi birinchi tartibli
kinetik tenglama bilan modellashtirilgan [27, 127]. Sohalar orasidagi kinetik va
chiziqli massa almashinishi kombinasiyasi biroz boshqacha yondashuvda taklif
37](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_37.png)
![qilingan [73]. Ikki sohali yondashuvning ba'zi modifikatsiyalari - bu har ikkala
zonadagi suyuqlik harakatini hisobga oladigan, ammo har xil ko’rinish ega bo'lgan
yondashuv [47, 109].
Kolloid zarrachalarni g'ovak muhitga ko’chish jarayonida ularning
g'ovaklarga cho'kishi sodir bo'ladi, ularning sabablari har xil bo'ladi. Cho'kma,
zarrachalarning tog’ jins skeletining yuzasi bilan o'zaro ta'sir qilish xususiyati va
joyiga qarab, qaytariladigan yoki qaytarilmas bo'lishi mumkin. Ushbu omillarni
hisobga olgan holda, ko’chish modellari tabiiy ravishda murakkablashadi.
Qaytariladigan va qaytarilmaydigan cho'kishni hisobga olgan holda ikki marta
g'ovaklikka ega bo'lgan muhitda moddalarning ko’chishi bunday murakkab
modellar bilan tavsiflanadi. Bunday holda, modellarda muhitning strukturasini
hisobga olish muhim ahamiyatga ega [16, 18, 115]. Ikki sohalar orasidagi massa
almashinuvi har bir zonada o’tirib qolgan moddaning hajmiga bog'liq deb
hisoblanadi, bundan tashqari, ko’chish jarayonidan kichik teshiklarni hisobga
olmaslik mumkin, ya'ni moddalarning cho'kishi tufayli ularning berkiladi
[16,48,100].
[74] da kolloid moddalarni ikki marta g ovaklikka ega bo lgan muhitdaʻ ʻ
ko’chish modeli keltirilgan bo lib, unda zarrachalarning qaytar va qaytarilmas
ʻ
holati qaralgan, shuningdek, yoriqlar va g ovak bloklar orasidagi massa
ʻ
almashinuvi hisobga olingan. Olingan analitik yechim eksperimental natijalarni
tavsiflash uchun ishlatilgan [15]. Nazariy va eksperimental natijalar o'rtasida
yaxshi natijaga erishildi. Dispersiya va o’tirib qolish parametrlari kattaroq zarralar
uchun yuqoriroq bo'lgan, nisbatan kichik g’ovakli muhit uchun qaytariladigan va
qaytarilmaydigan zarrachalarni o’tirib qolish intensivligi kattaroq edi.
Har ikkala zonada ham turli xarakteristikalar (parametrlar) bo‘yicha kolloid
zarrachalarning teskari o’tirib qolish mavjud degan farazda kolloid ko’chish
jarayonini ko‘rib chiqamiz. Nisbatan aytadigan bo'lsak, har bir zonada ikkita
maydon mavjud bo'lib, ulardan birida zarrachalarni o’tirib qolish darajasi
ikkinchisiga qaraganda yuqori, zarrachalarni chiqarish tezligi esa ikkinchisiga
qaraganda nisbatan past. Bu yondashuv [74] ga qaraganda realroqdir, chunki
38](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_38.png)
![zarrachalarning qaytarilmas o’tirishi jarayonning dastlabki bosqichida, muhitning
tog jinslari yuzasida kolloid zarrachalarning monoqatlami hosil bo lgandaginaʻ ʻ
kuzatiladi [17,35,50]. Shunday qilib, zarrachalarning qaytarib bo'lmaydigan
o’tirishi vaqt chegarasiga ega bo'lib, undan tashqarida u qaytariladigan bo'ladi. [74]
da, qayta tiklanmaydigan kechikish jarayonning butun davomiyligi uchun
ishlatiladi, ya'ni butun vaqt oralig'i uchun. Shu munosabat bilan, ikki tomonlama
qaytariladigan o’tirib qolish kinetikasidan foydalanish afzal roqdir . Bunday holda,
qaytarilmas o’tirib qolish kinetikasini qaytariladigan kinetikaning cheklovchi
holati sifatida ko'rib chiqish mumkin bo'ladi.
Quydagi rasmda belgilanishdagi indeks 1 bo'lgan birinchi zona yuqori
o'tkazuvchanlikka ega, ikkinchi zona esa past. Har bir sohada ikkita muhit mavjud
bo'lib, ularning har birida qaytarilmas muvozanat kinetikasiga ega bo'lgan
moddaning cho'kishi sodir bo'ladi.
Bir o'lchovli holatda moddaning ko’chishi tenglamalari quyidagicha yozilishi
mumkin [73]
ρ
∂Sal
∂t +ρ
∂Ssl
∂t +θl
∂C l
∂t= θlDl
∂2Cl
∂x2− θlvl
∂C l
∂x +α(Cm− Cl)
, ( 3.1)
(l= 1,2 ; m= 2,1 )
,
39Rasm. 3.1. Ikki sohali modda ko’chish sxemasi S
s2S
s1
S
a1
S
a2k
sd1
k
s1
k
a1
k
ad1 k
sd2
k
s2
k
a2
k
ad2C
2C
1
v
1 v
2](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_39.png)

![uchun masalani yechish uchun biz chekli ayirmalar usulidan foydalanamiz. Ko'rib
chiqilayotgan sohada Ω = {(t, x),0≤ t≤ T , 0≤ x≤ ∞ } yo'nalishlar bo'yicha to’r
formasi joriy etilgan
ω τh= {(tj,xi);tj= τj , xi= ih ,τ= T
J
,i= 0,I, j= 0,J}
,
bu yerda
I etarlicha katta butun son bo'lib, oraliq bo'lishi uchun tanlangan [0,xI]
xi= ih ,
oraliq hisoblangan maydon o'zgarishi maydonini bir-biriga birlashtiradi
Ci,Sai
va Ssi x yo'nalishdagi katak h qadam bo'ladi.
Ochiq to’r sohasida
ω τh= {(tj, xi); tj= τj , xi= ih , τ= T
J
, j= 1,J , i= 1,I− 1,}
(3.1), (3.2), (3.3) tenglamalar quyidagicha approksimasiya qilingan
ρ(Sal)ij+1− (Sal)ij
τ +ρ(Ssl)ij+1− (Ssl)ij
τ +θl
(Cl)ij+1− (Cl)ij
τ =
= θlD l
(C l)i−1j+1− 2(Cl)ij+1+(Cl)i+1j+1
h2 − θlvl
(Cl)ij+1− (Cl)i−1j+1
h +α(Cm)ij− α(Cl)ij,
(3.7)
(l= 1,2 ; m= 2,1 )
,
ρ
(Sal)i
j+1−(Sal)i
j
τ = θlkal(Cl)i
j− ρk adl (Sal)i
j+1, (l= 1,2)
, ( 3,8)
ρ
(Ssl)i
j+1−(Ssl)i
j
τ = θlksl(Cl)i
j− ρk sdl (Ssl)i
j+1, (l= 1,2)
, ( 3,9)
bu yerda
(Сl)i
j , (Sal)i
j , (Ssl)i
j nuqtadagi (tj,xi) , Sal(t,x) , Ssl(t,x) , (l=1,2)
funksiyalarning to’r qiymatlari
Cl(t,x) .
Aniq to’r tenglamalaridan (3.8), (3.9) ni aniqlaymiz
(Sal)i
j+1 , (Ssl)i
j+1
41](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_41.png)




![§ 3.2. Muvozanatsiz adsorbtsiyaga ega bo'lgan moddani Birjinslimas g'ovak
muhitda ko’chishi
Bu erda yaxshi o'tkazuvchan (tranzit) va yomon o'tkazuvchan turg'un zonalardan
tashkil topgan bir hil bo'lmagan g’ovak muhit ko'rib chiqiladi, uning sxemasi 3.5-
rasmda ko'rsatilgan. Birinchi zonadagi parametrlar 1 indeks bilan belgilanadi . 1-
zonada ikkita bo'lim mavjud bo'lib, ularning har birida qaytarilmas muvozanat
kinetikasiga ega bo'lgan modda o’tiriladi. Moddalar almashinuvi ikkinchi zona
bilan sodir bo'ladi, biz birinchi zonadagi moddaning kontsentratsiyasi vaqtiga
nisbatan kasr hosilasi sifatida modellashtiramiz. Shuning uchun [37] dan farqli
o'laroq, ikkinchi zonadagi konsentratsiya maydoni hisobga olinmaydi.
46в )
х , мC
l
Rasm 3. 4 . t= 3600 c ,α=10 −5с−1(а);α=10−4с−1(б);α=10 −3с−1(в); da profili С
l
Ikkinchi
hudud](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_46.png)

![∂C1
∂x (t,∞)= 0.(3.18)
Masalani yechish uchun biz chekli ayirmalar usulidan foydalanamiz. Ko'rib
chiqilayotgan sohada
Ω= {(t, x),0≤ t≤ T , 0≤ x≤ ∞ }
yo'nalishlarda to’r formasini
qo’llaymiz
ωτh= {(tj,xi);tj= τj , xi= ih ,τ= T
J
,i= 0,I, j= 0,J}
,
bu yerda
I yetarlicha katta butun son oraligi bo'lishi uchun olingan [0,xI], xi=ih,
maydonlarning hisoblangan o'zgarishi maydonini bir-biriga birlashtirildi
C1,Sa1 va
Ss1,h
–
x yo'nalishidagi to’r qadami .
Ochiq to’r sohosi
ωτh= {(tj,xi);tj= τj , xi= ih ,τ= T
J
, j= 1,J , i= 1,I− 1,}
(3.13), (3.14), (3.15) tenglamalar quyidagicha approksimasiya qilingan.
ρ(Sa1)ij+1− (Sa1)ij
τ + ρ(Ss1)ij+1− (Ss1)ij
τ +θ1
(C 1)ij+1− (C 1)ij
τ +
+
a2τ1−γ
Γ (2− γ)[∑
k=0
j−1(C 1)ik+1− (C 1)ik
τ ((j− k+1)1−γ− (j− k)1−γ)+
((C 1)ij+1− (C 1)ij)
τ ]=
= θ1D 1
(C 1)i−1j+1− 2(C 1)ij+1+(C 1)i+1j+1
h2 − θ1v1
(C 1)ij+1− (C 1)i−1j+1
h , (3.19 )
ρ(Sa1)i
j+1−(Sa1)i
j
τ =θ1ka1(C1)i
j− ρk ad1(Sa1)i
j+1,
(3.20)
ρ
(Ss1)i
j+1−(Ss1)i
j
τ =θ1ks1(C1)i
j− ρk sd1(Ss1)i
j+1,
(3.21)
48](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_48.png)
![bu yerda (С1)i
j , (Sa1)i
j , (Ss1)i
j - funksiyalarning to’r qiymatlari Ss1(t,x) C1(t,x) ,
Sa1(t,x)
(tj,xi) nuqtadagi
oshkor to’r tenglamalari (3.20), (3.21) dan
(Sa1)i
j+1 , (Ss1)i
j+1 ni aniqlaymiz
(Sa1)i
j+1= pb1(Sa1)i
j+pb2,
(3.22)
(Ss1)i
j+1= qb1(Ss1)i
j+qb2,
(3.23)
Bu yerda
pb1= 1
1+τk ad 1
,
pb2=
τθ 1ka1
ρ+ρτ kad 1
(C1)i
j,
qb1= 1
1+τk sd1
,
qb2=
τθ 1ks1
ρ+ρτ ksd1
(C1)ij .
To’r tenglamalari (3.19) quydagi ko’rinishga keltiriladi
− A1(C1)i−1
j+1+B1(C1)i
j+1− E1(C1)i+1
j+1=(F1)i
j,
(3.24)
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−γ)
)(C1)i
j− ρ((Sa1)i
j+1−(Sa1)i
j)− ρ((Ss1)i
j+1−(Ss1)i
j)−
−
a2τ1−γ
Γ(2− γ)[∑
k=0
j−1
((j− k+1)1−γ−(j−k)1−γ)(С1)i
k+1−((j−k+1)1−γ−(j− k)1−γ)(С1)i
k
].
Yechimni hisoblashning quyidagi tartibi o'rnatiladi. (3.22), (3.23) ga
binoan ,
(Ss1)i
j+1 ni aniqlaymiz (Sa1)i
j+1 , keyin chiziqli tenglamalar tizimini (3.24)
progonka usuli bilan yechish orqali
‒(C1)i
j+1. ni topamiz.
Chunki pb1,qb1<1
49](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_49.png)

![§ 3.2 Taklif etilayotgan modelning samaradorligini baholash uchun natijalarni
tegishli natijalar bilan solishtirish juda muhimdir [37]. Buning uchun [37] vaa2
∂γC1
∂tγ
(1) dagi manba hadlarini solishtiramiz α(С2− С1) . α(С2− С1) ifoda §3.1
dagi kabi parametr qiymatlari uchun hisoblangan.
a2,γ va α=10 −4с−1
parametrlar uchun mos keladigan grafiklar 3.7-rasmda ko'rsatilgan. Rasmdan
ko'rinib turibdiki, cho'kish koeffisentini o'zgartirish grafik chiziqlarini mos ravshda
oxshash o’zgarishi, bu taklif qilingan model natijalari va eski model natijalari
o'rtasidagi o’xshshlikni ko'rsatadi [37].Natijalarning yaqinligini miqdoriy baholash
uchun 3.7-rasmdagi kontsentratsiya egri chiziqlariga asoslanib, quydagi
ko’rinishda olamiz.
δ1=∫
0
L
(I1− I2)2dx
(3,25)
Bu yerda L berilgan qiymat
t , konsentratsiya profillari tarqaladigan sohaning
shartli chegarasi;
I1= α(C 2− C1),I2= a2
∂γC1
∂tγ .
t= 3600 c
ga muvofiq hisoblash natijasi
5110 4
· S
s1 ,м 3
/кг в )
х , м
Rasm . 3.6 . t = 3600 c , da konsentratsiya profillari С
1 (а), S
а1 (б), S
s 1 (в)](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_51.png)
![δ1=1,17 ⋅10 −10 uchun а2=0,000155 ,γ=0,5 ,
δ1=1,47⋅10 −10 uchun а2=0,0003 ,γ=0,7 ,
δ1=1,37⋅10 −10 uchun а2=0,00115 ,γ=0,9 .
δ1 qiymatlari ma'lum bir vaqt uchun standart og'ish I1от I2 ni tavsiflaydi.
Olingan qiymatlardan
δ1 a) holatiga engv kichik yuzani berishi kerak
a2= 0,000155 ,γ= 0,5 .
Biz bunday hisob-kitoblarni faqat ikkita yondashuvning asosiy o'xshashligini
baholash uchun qilganimizni ta'kidlaymiz. Boshqa parametlar uchun
tи α,а2,γ
mutlaqo boshqa baholarni olish mumkin. Asosiy holda, ikkita modelni taxmin
qilish uchun
δ1. ma'lum bir qiymat uchun ta'riflar bo'yicha tegishli koeffitsientli
teskari masalalarni
α yoki aksincha, berilgan α uchun а2 va γ. topish kerak
Oqim muddatlarining yaqinligi
I1и I2 tavsiya etilgan yondashuv va ma'lum
model yordamida aniqlangan kontsentratsiya maydonlarining
С1, yaqinligini
ko’rsatish kerak [37]. Buning uchun mos keladigan profillar quriladi
С1 (3.8-
rasm). Grafiklardan ko'rinib turibdiki, yechimlar bir-biriga yaqin. Ularning
yaqinligini baholash uchun biz (3.25) dan foydalanamiz , faqat ikkita model
asosida aniqlanganlar uchun , ya'ni
С1,
δ2=∫
0
L
(C1
(1)− C1
(2))2dx ,
Bu yerda
C1(1) berilgan t dagi konsentratsiya maydoni C1(t,x) [37] ga muvofiq
aniqlanadi va
C1(2) shu yerda madeldan aniqlanadi. Yuqorida tahlil qilingan holatlar
uchun quyidagi qiymatlar olingan:
δ2=0,001240744347292 uchun а2=0,0002 ,γ= 0,5 ,
δ2=0,001280805959493 uchun а2=0,0004 , γ= 0,7 ,
δ2=0,001536863189483 uchun а2=0,0016 , γ= 0,9 .
Natijalardan ko'rinib turibdiki, qiymatlar
δ2 a) holatda ham eng kichik
yaqinlashish mumkin
52](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_52.png)
![Amalga oshirilgan tahlil shuni ko'rsatadiki, bu erda taklif qilingan oddiyroq
model, mos keladigan parametrlar bilan, murakkabroq modelning natijalarini
qoniqarli tarzda tavsiflashi mumkin [37].
53I
1, I
2 ·10 6
х , ма)
в) б)
х , мI
1, I
2 ·10 6
х , мI
1, I
2 ·10 6](/data/documents/667cc2d7-9f40-4cef-bc9a-94fb0299c431/page_53.png)


















MAVZU: BIR JINSLIMAS G’OVAK MUHITLARDA ANOMAL MODDA KO’CHISHI MASALASINI SONLI TADQIQ ETISH MUNDARIJA KIRISH ……………… ……………………………………………….… 3 I BOB. Bir jinslimas g’ovak muhitda anomal modda ko’chishi va uning matematik modellari 1.1. G'ovakli muhitda moddalarning anomal ko’chish jarayonlarini modellashtirish …………………………………………………………… 6 1.2. Birjinslimas g'ovak muhitda moddalarni anomal ko’chishining matematik modellari ……………………………………………...…...… 11 1.3. G'ovakli muhitda moddalarni anomal ko’chishda kasir hosilalar va ularni hisoblash. ………..………………………………….………………...…. 20 II BOB. G’ovak muhitda a nomal modda ko’chishida kasir hosilalar va ularni hisoblash. 2.1 Kasrli diffuziya tenglamasi………...……………………………… 30 2.2 Grunvald-Letnikov usuli ……………………………..………..…..… 31 2.3 Riman – Liuvilla usuli ……………………………………………….. 34 III BOB. Ikki sohali birjinislimas muhitlarda modda ko’chishi 3.1 Har xil xususiyatlarga ega bo'lgan ikki sohali muhitda modda ko’chishi ……………………………………………………………........ 37 3.2 Ikki sohali birjinisli bo’lmas g’ovak muhitda nomuvozanat adsorbsiyani hisobga olgan holda modda ko’chishi… …………………………..….…. 46 XULOSA ………………………………………………………….....…. 55 FOYDALANILGAN ADABIYOTLAR RO’YXATI ………….....… 56 1
KIRISH Dissertasiya mavzusining dolzarbligi va zarurati: Jahon miqyosida neft qazib olish sanoatida neft qatlamlariga ikkilamchi va uchlamchi usullari bilan ta sirʼ etishning takomillashgan loyihasini ishlab chiqish yetakchi o rinni egallamoqda. ʼ So ngi yillarda ko pgina rivojlangan mamlakatlarda neftni qazib olish sanoatida, ʼ ʼ g ovak muhitlarda modda ko chishi jarayonini ifodalovchi klassik modellar o rniga ʼ ʼ ʼ moddaning anomal ko chishi jarayonini ifodalovchi noklassik modellar ʼ qo llanilmoqda. Shu jihatdan neft qatlamlariga issiqlik usuli bilan ta sir etish ʼ ʼ texnologiyasida, neft qatlamlaridagi g ovak muhitlarda temperaturani hisobga ʼ olgan holda moddaning anomal ko chishi jarayonini ifodalovchi noklassik ʼ modellarni qo llash muhim ahamiyat kasb etmoqda. Bu borada, jumladan АQSh, ʼ Rossiya, Xitoy va boshqa rivojlangan davlatlarning neft va gazni qazib olish sanoatlarida, neft qatlamlaridagi g ovak muhitlarda bir jinsli bo lmagan ʼ ʼ suyuqliklar sizishi va moddaning anomal ko chishi jarayonlariga ta sir etuvchi ʼ ʼ asosiy omillarni hisobga olgan holda loyihalash usullarini takomillashtirishga alohida e tibor qaratilgan. ʼ Jahonda neft qazib olish sanoatida qatlamlarning neft beruvchanligini oshirish uchun neft qatlamlariga ta sir qilishning turli usullari, xususan neft ʼ harakatchanligini oshirishga yordam beruvchi issiqlik, qatlamlar orasidagi bosimni ushlab turuvchi turli usullar qo llanilmoqda. Termogidrodinamik jarayonlarning ʼ ilmiy asoslari yaratilmoqda. Bu yo nalishda, xususan yoriq g ovak muhitlarda ʼ ʼ modda ko chishi jarayonlarining matematik modellarini takomillashtirishga ʼ alohida e tibor qaratilmoqda. Ushbu sohada, jumladan yoriq g ovak muhitlarda ʼ ʼ anomal ko chish jarayonini adekvat ifodalovchi matematik modellar yo qligi ʼ ʼ inobatga olib yangi matematik modellar, EHM uchun dastur va algoritmlarni ishlab chiqish zarur hisoblanmoqda. Respublikamiz neft qazib olish sanoatida neft qatlamlarini o zlashtirishda ʼ yangi texnologiyalarni qo llashga katta e tibor qaratilib, mazkur yo nalishda ʼ ʼ ʼ amalga oshirilgan dasturiy chora tadbirlar asosida, jumladan, neft qazib olishni oshirish va zamonaviy texnologiyalarni qo llash tufayli muayyan natijalarga ʼ erishilmoqda. 2017-2021 yillarda O zbekiston Respublikasini yanada rivojlantirish ʼ bo yicha Harakatlar strategiyasida, jumladan «... ishlab chiqarishni modernizatsiya ʼ qilish, texnik va texnologik jihatdan yangilash, ishlab chiqarish ..., ... zamonaviy tejamkor va samarali texnologiyalarni bosqichma-bosqich joriy etish orqali qishloq joylarida aholini toza ichimlik suvi bilan ta minlashni tubdan yaxshilash» vazifasi ʼ belgilangan. Mazkur vazifani amalga oshirish, jumladan aholi ichimlik suvi bilan 2
ta minlash, yer osti suv havzalarini muhofaza qilish hamda neft qazib olishniʼ oshirish maqsadida bir jinsli bo lmagan suyuqliklar sizishi, moddaning anomal ʼ ko chishi jarayonlarini ifodalovchi takomillashgan matematik modellarni yaratish ʼ muhim vazifalardan biri hisoblanadi. Muammoning o’rganilganlik darajasi. Yoriq g ovak muhitlarda modda va ʼ issiqlikning anomal ko chishi hamda har xil xarakteristikalarga ega bo lgan ikki ʼ ʼ sohali muhitda modda ko chishi masalalarini А.Suzuki, A.S.Fomin, ʼ 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. Bir jinsli bo lmagan yoriq g ovak muhitlarda moddaning anomal ko chishi ʼ ʼ ʼ masalalari bo yicha taniqli olim va tadqiqotchilardan A.D.Benson, ʼ 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.Аkilov, B.X.Xo jayorov, ʼ V.F.Burnashev va boshqalar tomonidan izlanishlar olib borilgan va ma lum ʼ darajada ijobiy natijalarga erishilgan. Bugungi kunda bir jinsli bo lmagan g ovak muhitlarda anomal modda ʼ ʼ ko chishi masalalari to liq o rganilmagan. Shuningdek, yoriq g ovak muhitlarda ʼ ʼ ʼ ʼ moddaning ko chishiga massa almashinuvi jarayonlarini matematik ʼ modellashtirishda kasr hosilali differentsial tenglamalar imkoniyatlaridan yetarli darajada foydanilmagan. Tadqiqotning maqsadi bir jinsli bo lmagan g ovak muhitlarda anomal modda ʼ ʼ ko chishi modellarini takomillashtirishdan va ko chish xarakteristikasida anomallikni ʼ ʼ baholashdan iborat. Tadqiqotning vazifalari: Bir o’lchovli holda kasrli diffuziya tenglamalarni sonli usullari keltirish bir jinsli bo lmagan g ovak muhitlarda modda anomal ko chishining matematik ʼ ʼ ʼ modellariga asosan masalalarni yechish usullarini ishlab chiqish; bir jinsli bo lmagan g ovak muhitlarda modda anomal ko chishining matematik ʼ ʼ ʼ modellarini takomillashtirish; ikki sohali bir jinsli bo lmagan g ovak muhitlarda modda ko chishining ʼ ʼ ʼ matematik modellarini takomillashtirish; Tadqiqotning obyekti sifatida birjinslimas suyuqliklar ikki sohali g’ovak muhitlarda modda ko’chishi modeli olingan. 3
Tadqiqotning predmeti ikki sohali birjinslimas 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. birjinslimas g’ovak muhitlarda modda ko’chishining matematik modellarini sonli yechildi ikki sohali birjinslimas g’ovak muhitlarda modda ko’chishining matematik modellarini takomillashtir ildi ; ikki sohali g ovak muhitda modda ko chishining matematik modeli ʼ ʼ qaytariluvchi kolloid zarrachalarning tutilishini hisobga olgan holda ishlab chiqilgan; Tadqiqotning amaliy natijalari quyidagilardan iborat: differensial tenglamalar asosida moddaning ko’chishi jarayonining matematik modeli, hisoblash algoritmlari ishlab chiqilgan; birjinslimas g’ovak muhitlarda nomuvozanat adsorbsiyali modda ko’chish jarayonini hisoblash uchun dasturiy vosita ishlab chiqilgan; ikki sohali muhitda nochiziqli kinetika asosida modda ko chishi jarayonini ʼ hisoblash 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. Релаксациенная дробно-дифференциальная модель фильтрации однородной жидкости в пористой среде Зокиров М.С О1. 1 , Абдурахмонов М.С О2. 1 ,Раупов С.Б О3. 1 1 ; 2 ; Самаркандский государственный университет, Самарканд, Узбекистан; 3 Термезский государственный университет, Термез, Узбекистан; . Solute transport in a two-zone medium with kinetics Dzhiyanov T.O. 1 , Xolikov J.R. 2 , Abduraxmonov M.S. 3 1 , 2 , 3 Samarkand State University, Samarkand, Uzbekistan; 4
I BOB. Bir jinslimas g’ovak muhitda anomal modda ko’chishi va uning matematik modellari § 1.1. G'ovakli muhitda moddalarning anomal ko’chish jarayonlarini modellashtirish Ma’lumki, Fik qonuni diffuziya oqimi va modda konsentratsiyasi gradienti o’rtasida proportsional bog‘lanishni o‘rnatadi [6, 39]. 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 fik bo'lmagan ko’chishi. Haqiqiy suv omborlarida va laboratoriya tajribalarini o'tkazishda moddalarning ko’chishining anomal tabiati ko'pincha kuzatiladi, buni klassik Fick qonuniga asoslangan an'anaviy modellar doirasida tasvirlash qiyin. So'nggi vaqtlarda adabiyotda klassik Fik qonuni [44] 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, [11,13,28,32,80,81,83] 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 5