数理解析研究所講究録
第 47 巻 1968 年 1-5

序論
乱流理論の論理と問題

–

京大–友正

巽

理

「乱流の分布汎函数方程式」研究会を始めるに当って, 乱流理論の論理的構成と , その現状における問題点について簡単に述べて.

今後の討論のための参考 に したい。

\S 1. 乱流理論の課題
対象を非圧縮粘性流体に限ると. 流れの場は速度 $u(xb\ell)$と圧力 $p(z:, t)(_{-}^{-}$ よって決定され. それぞれはっぎの二っの方程式に従わなければならない :

div

連続方程式

u $=0$(1)

連動方程式 (Navier-Stokes 方程式)

$grad$$\frac{\partial u}{\partial t}+(u\cdot grad)u=-\frac{1}{\rho}$

ただし.

$\rho$

は密度.

乱流理論では.

$\nu$$u,$$p$は確率変数を考え. それぞれに対して確一\acute ‘- 分布 $P(u\Omega$ ]$\ovalbox{\tt\small REJECT}$$-$

平均からの偏差に$u(x. t)=\overline{u}(x$.

$P(x. t)=\overline{p}(x.

を平均流.

$\hat{u}$

.

.

(2)

は動粘牲率。

が存在するものとする。確率平均に$\overline{u},\overline{p}$$p+\nu\triangle u$$\hat{p}$$\wedge$$+\hat{u}(x.

t)$t)+\hat{p}(x.

t)$

$t$}

.

$P\zeta\rho(x1$をっけて表わせば.

(3)を乱れ (turbulence)$-1-$という。

]

(3) を (2) に代入して平均をとり. (1) を考慮すれば.

平均流$t_{arrow}^{-}$

対する運動方程式(4)$\frac{\partial\overline{u}}{\{\partial t}+(\overline{u}\cdot grad)\overline{u}=-\frac{1}{\rho}grad(\overline{P}+\rho u)+\nu\triangle\overline{u}\overline{A\bigwedge_{\dot{u}}}$が得られる。 (4) 式は$\rho\overline{\hat{u}\hat{u}}$の項がなければ,$\overline{u}.\overline{P}\veearrow$

対する (2) 式と全く同形で, 平均流は層流$\overline{\wedge\wedge}$(乱れがない)の場合と同じになる。 したがって.

$\rho uu$の項が乱れの平均流入の作用を表わす大事な項で. 乱流の平均流を求めるには. まずこの項を求めなければならない。
次元をもち, Reynolds\S 2.

$\rho\overline{\hat{u}\hat{u}}$は応力の応力とよばれる。

気体論との対比
Reynolds 応力と平均流との関係は、気体分子運動論における運動量輸送と巨視的な輸送係数との関係に似ている。そこで. 最も簡単な類推として, 気体の平均自由行路に対応する長さ$P_{-}^{\wedge}$

して混合距離という概念を乱流に導入し. それによって平均流を求 ‘DD ようとする混合距離理論が生れた。 しかしかし, 混合距離は平均自由行路とは違って現実の乱流過程を表わしていないので, この理論は現象論でしかあり得ない。
気体論との対比をもう少し精密に調べるため, 気体論の構成をふり返ってみよう。
まず、巨視的な状態は一様であると仮定して, $N$ 個の気体分子の位置(1)$(i=1,2’ N)$$-\vee$$x_{i}$, 速畦$v_{i}$っいて分布函数 $P(\{x\}, \{v\})$ を定義架る。 $v_{d}$ 分子に対する運動方程式と確 $xj$ 保存則とから,$P$を支配する Liouvi $11e$方程式を導く。 $P$ に関して定義されたユントロピーは保存される。
$P$函数 $f$から出発して高次相関を逐次無視することによって. 一点($x_{k}$,v)を定義し , LiouvilIe$x$における速度 $vt^{-}$-対する分布方程式から $f(x. v)i^{arrow}$-対する Maxwell-Boltzmann 方程式を導びく。 $f$ に関して定義されたユントロピーは保存されない。 エント
ロピー極大の条件から Maxwe1]-Boltzmmann 分布 $f_{M}$(2)

巨視的な状態は一様ではないが, その $grad$$-2arrow$. B(v) が定まる。

は一定であり, しかも $grad$の値があまり大きくない場合を考え , その場合の分布を $f(v)=f_{-M.B}(v)+f_{1}(v)$ とおく。
$|f_{1}|\ll|j_{-l_{1’}.B}|$ をいう近似のもとに $f_{1}t^{-}$-対する方程式を解いて $f_{1}$平均としていろいろな輸送係数、たとえぱ、粘性率
(3)

式が輸送係

$\ovalbox{\tt\small REJECT}’$$\nu$, 熱伝導率$\kappa$を求め ,$t_{-}^{-}$)得られる。これを解いて$u$.

$p$するなどを計算する。

が定まると、巨視的な瘍の量. たとえば速度 $u(x)_{1}$ 圧力 $p(x)$ など$((1),$(2) のよう$f(– r_{\sim^{:_{-}}}^{:_{-}}$$t^{-}$-対する方程を求めるのは流体力学の仕事である。

以上の気体論の構成と平行して. 乱流理論の構成を考えてみよう。
(1)

平均流のない一様な乱れの場を考え. その中でさら -等方性を仮定する。乱れの速度$(^{-}$

図に対して分布汎函数$\Phi$[yk)]$P(_{u(x)]}^{\wedge}\backslash$$u$および特性汎函数$= e_{arrow}xp_{\backslash }^{\Gamma}i\int u(x)\cdot y(x)\overline{dx]}\overline{\wedge}$を定義する。 u\ltimes ) に対する運動方程式 (1), (2) と確率保存則とから, \Phi (-- 対する Hopf

$jF$

程式を導びく。 $P(\vee-$ 対する方程式も同様に導びかれる。 $P$ に関するエントロピーは $\nu>0$ の場合は減少する( $\nu=0$ のときは保存)方程式から Bnltzmann

Liouville
ら一体分布 $f(x$.

。

$\Lambda u_{\grave{J}}$

方程式を導びいたようを導びくことが出来ない。乱流の場合$(_{-}^{\vee}$は高次$\tau 5$$:^{\vee}-,$Hnpf

方程式か関を無視することができないのである。乱流はこの点, 気体よりも液体 ( 似ている。
$\veearrow$(2)$I.(u)A$
平均流のな必一様等方性乱れ ( 関して. 一点分布函数 $f$
H.
-

簡単な平均流,$grad\overline{u}=$ 一定.

$|f_{1}|<<|f_{H}$. .
$I$$|$の場合は時間的$\{_{-}^{-}$$t_{-}^{-}$, もし分布函数が $f^{A}()=f$$I.(u)+f_{1(}^{A_{)}}\wedge$

H.と近似することができれば , 気体論との対比は完全らこの近似は成立たない。 その理由は,$f$が求まったとしよう。

$\vee$$f_{H}$. I.

$(_{-}^{\vee}$と書げて ,なるが , 残念ながが時間的に変化する函数であるのに対して,定常なものを考えるからである。 したがって. 乱流$(_{arrow}^{-}$

おいて $f$ を求める問題は $f_{ti^{-}.l}$を求める問題とは全く別問題であると考える方がよい。
$\overline{\wedge\wedge uu}$

もし. この問題の(3)$f(u)\wedge$が求まったとしたら, Reyno1ds 応力

は直ち ( 計算できる。
$-arrow$

Rey no lds 応力が平均流と関係づけられ 1 ぱ, あとは平均流 ( -関する流体力学の問$\vee$$-3-$.

題なる。

$t_{-}^{-}$\S 3.

乱流理論の問題点髄節(1)$t_{arrow}^{-}$

述べた対比の成立しない点はすべて乱流理論の難点となる。

まず, 乱流 ( は厳密な意味で平衡状態が存在しないこと。 $\nu>0$ の場合, 流体運動はエ$\veearrow$

ネルギー的 -閉じておらず. 乱流のエントロピーは時間的に減少する。
$t^{\vee}$

乱流理論以外で非平衡状態を取扱う理論といえぱ. 非平衡統計力学が代表的なものであるが.
これ$(_{arrow}^{-}$っいて西川恭治氏に解説をお願いする。また、流体より簡単な力学系である一次元格子における不規則運勤は乱流理論 ( 非常 -参考$\veearrow$$(^{\vee}$$\veearrow$なるので, これにっいて松田博嗣氏に解説して頂く。

乱流理論の枠内でこの非平衡牲の困難の解決として提案された方法に、局所平衡の考え方と偶然外力の導入との二っがある。前者は、全体として非平衡な系の中で局所的な平衡状態 (波数の大きい乱れの成分 ( -実現する) に着目する理論 (Kolrnogorov) で. その代表的な結論に$\vee$

有名な$-5/\llcorner q$乗スペクトルがある。後者は,$\nu$による消散を補うため一様等方的な偶然外力からEdwards, 細川など) で、定常状態をのエネルギー流入を仮定する理論 (Kraichnan.

取扱える大きい利点がある反面. 結果が偶然外力の特性外力の代り$t^{-}arrow$依存するという点で一般性 -欠ける。
$\vee$$arrow-$

一様でない平均流を考えれば. 問題は. はるかに現実的$t_{-}^{-}$なるが. この場合.

乱れの等方性が仮定できないので取扱いが非常 (\check \rightarrow 厄介{ なる。これに属する理論としては, 一様$-arrow$なズレ運動の場における一様非等方性乱れの解析 (Burgers-Mitchner,Craya} があるだけである。
$\wedge$(2)確率分布が函数$\wedge u(x)$の汎函数 $P(u(x)$ ] であるため , 解析は $N$ 体分布函数に比べて遙かに困難になる。 しかも. その $N$ 体分布函数といえども, これを直接取扱っている理論はまだないのである。このことから類推するに. 特性汎函数方程式 (あるいは分布汎函数方程式) を直接解くという努力は. 非常に困難でかっ実りの少いものになる虞れがある。
分布あるいは特性函数が汎函数となることを避けるーっの方法は, 乱れの空聞$-4-$$t^{-}$-周期性を仮定することである。 しかし. この場合 ($=$も周期 $Larrow\infty$ の極限移行にいろいろ問頚がある。一様な乱れの場は空間的な定常過程であるから, その表現について小野山卓爾氏に解説をお願いする。

また、同時相関の表現について小倉久直氏の研究発表がある。
(3)汎函数方程式の厳密解を得るという研究方向が当分大きな進展が望めないとすれば, どのような近似解法が最も有効であるかという問題になる。
乱流速度の Wiener $-Hermife$

展開法と Hopfの特性汎函数方程式の特解との関係にっいて今村勤氏の注意がある。一方, 特性汎函数の独立変数を Hermite 多項式で展閉する

方法$t_{-}^{-}$っいて桑原真二氏の計算結果の紹介がある。 Burgers 乱流にっいては要素解が解析的$-$に閉じた形に求まるという利点があるので. これを利用した特性汎函数方程式の数値解法の結果が細川巖氏によって発表される。最後$-\vee$.

巽友正による高 Reynolds 数 ( おける乱れの漸近$\vee-$

解法の発表がある。

$-5-$