流體力學(xué)知識(shí)點(diǎn)總結(jié)

1、精選文檔 流體力學(xué) 11.1 流體的基本性質(zhì) 1)壓縮性 流體是液體與氣體的總稱。從宏觀上看，流體也可看成一種連續(xù)媒質(zhì)。與彈性 體相像，流體也可發(fā)生外形的轉(zhuǎn)變，所不同的是靜止流體內(nèi)部不存在剪切應(yīng)力，這是由于假如流體內(nèi)部有剪應(yīng)力的話流體必定會(huì)流淌，而對(duì)靜止的流體來(lái)說(shuō)流淌是不存在的。如前所述，作用在靜止流體表面的壓應(yīng)力的變化會(huì)引起流體的體積應(yīng)變，其大小可由胡克定律 描述。大量的試驗(yàn)表明，無(wú)論氣體還是液體都是可以壓縮的，但液體的可壓縮量通常很小。例如在500個(gè)大氣壓下，每增加一個(gè)大氣壓，水的體積削減量不到原體積的兩萬(wàn)分之一。同樣的條件下，水銀的體積削減量不到原體積的百萬(wàn)分之四。由于液體的壓縮量很小，

2、通?？梢圆挥?jì)液體的壓縮性。氣體的可壓縮性表現(xiàn)的格外明顯，例如用不大的力推動(dòng)活塞就可使氣缸內(nèi)的氣體明顯壓縮。但在可流淌的狀況下，有時(shí)也把氣體視為不行壓縮的，這是由于氣體密度小在受壓時(shí)體積還將來(lái)得及轉(zhuǎn)變就已快速地流淌并快速達(dá)到密度均勻。物理上常用 馬赫數(shù)M來(lái)判定可流淌氣體的壓縮性，其定義為M=流速/聲速，若M2<<1，可視氣體為不行壓縮的。由此看出，當(dāng)氣流速度比聲速小很多時(shí)可將空氣視為不行壓縮的，而當(dāng)氣流速度接近或超過(guò)聲速時(shí)氣體應(yīng)視為可壓縮的?？傊趯?shí)際問(wèn)題中若不考慮流體的可壓縮性時(shí)，可將流體抽象成不行壓縮流體這一抱負(fù)模型。 2)粘滯性 為了解流淌時(shí)流體內(nèi)部的力學(xué)性質(zhì)，設(shè)想如圖10.1

3、.1所示的試驗(yàn)。在兩個(gè)靠得很近的大平板之間放入流體，下板固定，在上板面施加一個(gè)沿流體表面切向的力F。此時(shí)上板面下的流體將受到一個(gè)平均剪應(yīng)力F/A的作用，式中A是上板的面積。 試驗(yàn)表明，無(wú)論力F多么小都能引起兩板間的流體以某個(gè)速度流淌，這正是流體的特征，當(dāng)受到剪應(yīng)力時(shí)會(huì)發(fā)生連續(xù)形變并開頭流淌。通過(guò)觀看可以發(fā)覺，在流體與板面直接接觸處的流體與板有相同的速度。若圖10.1.1中的上板以速度u沿x方向運(yùn)動(dòng)下板靜止，那么中間各層流體的速度是從0（下板）到u（上板）的一種分布，流體內(nèi)各層之間形成流速差或速度梯度。試驗(yàn)結(jié)果表明，作用在流體上的切向力F正比與板的面積和流體上表面的速度u反比與板間流體的厚度l，

4、所以F可寫成 ， 因而流體上表面的剪應(yīng)力可以寫成 。 式中是線段ab繞a點(diǎn)的角速度或者說(shuō)是單位時(shí)間內(nèi)流體的角形變。若用微分形式表示更具有普遍性，這時(shí)上式可以改寫成 ， 或 。 上式就是剪應(yīng)力所引起的一維流體角形變關(guān)系式，比例系數(shù)m稱為流體的粘滯系數(shù)，上式叫做牛頓粘滯性定律。m為常數(shù)的流體稱為牛頓流體，它反映了切應(yīng)力與角形變是線性關(guān)系，m不是常數(shù)的流體稱為非牛頓流體。 流體的粘滯系數(shù)m是反映流體粘滯性的大小的物理量，在國(guó)際單位制中，粘滯系數(shù)的單位是牛頓×秒/米2。所謂粘滯性是指當(dāng)流體流淌時(shí)，由于流體內(nèi)各流淌層之間的流速不同，引起各流淌層之間有障礙相對(duì)運(yùn)動(dòng)的內(nèi)“摩擦”，而這個(gè)內(nèi)摩擦力就是

5、上式中的切向力，物理學(xué)中把它稱為粘滯阻力。因此上式實(shí)際上是流體內(nèi)部各流淌層之間的粘滯阻力。 試驗(yàn)表明，任何流體流淌時(shí)其內(nèi)部或多或少的存在粘滯阻力。例如河流中心的 水流淌的較快，而靠近岸邊的水卻幾乎不動(dòng)就是水的粘滯性造成的。在實(shí)際處 理流體的流淌問(wèn)題時(shí)，若流淌性是主要的粘滯性作用影響不大，則可認(rèn)為流體 是完全沒(méi)有粘滯性的，這種抱負(fù)的模型叫做非粘滯性流體。 3）壓力與壓強(qiáng) 從前面的爭(zhēng)辯知道靜止流體表面上沒(méi)有剪應(yīng)力，所以容器壁作用在靜止流體 表面上的力是與液體表面正交的，按牛頓第三定律流體作用在容器壁上的力也與 容器壁表面正交，這一點(diǎn)對(duì)靜止液體內(nèi)部也成立。在靜止液體內(nèi)過(guò)某一點(diǎn)作一假 想平面，平面一方

6、流體作用該平面的力也總是垂直于該假想平面。流體表面與流 體內(nèi)各點(diǎn)的壓力一般是不一樣的，在流體表面壓力的方向只能是垂直于液體表面 ，而流體內(nèi)部某點(diǎn)的壓力沿各個(gè)方向都有，由于過(guò)流體內(nèi)部一點(diǎn)我們可以取任意 方向的平面。在流體力學(xué)中為了描述流體內(nèi)部的作用力，引入一個(gè)叫做壓強(qiáng)的物 理量，規(guī)定壓強(qiáng)是作用于流體內(nèi)單位面積上垂直力的數(shù)值，它是一標(biāo)量。為了計(jì) 算流體內(nèi)某一點(diǎn)的壓強(qiáng)，我們應(yīng)當(dāng)設(shè)想通過(guò)該點(diǎn)的假想平面Ds是無(wú)限小的，若該 面上的正壓力為DF，則定義該點(diǎn)的壓強(qiáng) 。 在國(guó)際單位制中壓強(qiáng)的單位是牛頓/米2，也稱為帕用Pa表示。在實(shí)際應(yīng)用中壓強(qiáng)也有用等價(jià)的流體柱高表示的，如醫(yī)用測(cè)量血壓的儀器就是用水銀柱高作為

7、壓強(qiáng)的單位。流體力學(xué)中壓強(qiáng)是標(biāo)量但力是矢量，面元的法向也是矢量。既然流體內(nèi)部的力總是垂直于假想平面，因此可定義流體內(nèi)某點(diǎn)力的方向與它所作用平面的內(nèi)法線方向全都，這樣作用流體內(nèi)任一面元上的力DF可寫成 dF= -pds 。由于流體內(nèi)部每一點(diǎn)都有壓強(qiáng)所以說(shuō)流體內(nèi)每一點(diǎn)都存在壓力，至于壓力的方向由所考慮平面的法線打算，可以是任何的方向，當(dāng)流體流淌時(shí)壓強(qiáng)與壓力的關(guān)系不變。 4）流體的密度和比重 在流體力學(xué)中常用密度來(lái)描述流體的動(dòng)力學(xué)規(guī)律，其定義和固體定義一樣為單位體積流體的質(zhì)量，即流體內(nèi)某點(diǎn)的密度為 。 對(duì)均勻不行壓縮的流體密度是常數(shù)，一般狀況下流體內(nèi)部各點(diǎn)的密度是不相同的。單位體積流體的重量稱為流體

8、的比重。設(shè)想在流體內(nèi)部取一小體積Dv，Dv中包含流體的質(zhì)量為Dm，因而Dv內(nèi)流體的重量為Dmg，由定義該流體的比重 。 11.2 流體靜力學(xué)方程 1）靜止流體內(nèi)任一點(diǎn)的壓強(qiáng)靜止流體內(nèi)過(guò)一點(diǎn)可以沿很多不同的方向取面元，現(xiàn)在來(lái)爭(zhēng)辯這些不同取向的面元上壓強(qiáng)有什么關(guān)系。在靜止的流體內(nèi)部取一個(gè)很小的四周體ABC包圍該點(diǎn)，如圖10.2.1所示。設(shè)面元ABC法線的方向余弦為a、b、g，四周流體對(duì)該點(diǎn)作用力（壓力）可以用壓強(qiáng)P1、P2、P3和P表示，當(dāng)流體靜止時(shí)所受到的合外力為零，即 由于 由上式得到 P = P1= P2 = P3 。 由于四周體是任意選取的，于是我們可以得出結(jié)論：靜止流體內(nèi)部任一點(diǎn)上沿各個(gè)

9、方向的壓強(qiáng)都相等，與過(guò)這點(diǎn)所取面元法線的方向無(wú)關(guān)。正由于如此，流體力學(xué)中壓強(qiáng)只與流體內(nèi)的點(diǎn)對(duì)應(yīng)而不必強(qiáng)調(diào)壓強(qiáng)是對(duì)哪一個(gè)面的。 2）流體靜力學(xué)方程 處理流體靜力學(xué)問(wèn)題時(shí)，經(jīng)常取流體內(nèi)部一個(gè)小流體元作為爭(zhēng)辯對(duì)象。作用在小流體元上的力大致可分為兩類。一類是作用在小流體元外表面上的壓力，我們稱之為面力，如液體表面的正壓力Pds。另一類是作用在整個(gè)小流體元上與流體元的體積成正比的力，如重力rgdv、慣性力等，我們稱為體力。下面從牛頓定律動(dòng)身推導(dǎo)流體靜力學(xué)滿足的普遍方程。當(dāng)流體處于靜止?fàn)顟B(tài)時(shí)，流體內(nèi)任一小流體元受到的面力與體力之和必定為零，即平衡條件為 。 與壓強(qiáng)類似，我們引入一個(gè)體力密度 ，它表示作用在

10、單位體積流體上的 體力。例如在只有重力作用下，體力密度f(wàn)的大小就是比重rg，方向沿重力方向，而在慣性力的作用下，體力密度就是f = ra。為了建立流體靜力學(xué)方程，我們?cè)陟o止流體內(nèi)部取如圖10.2.2所示的立方體流體元，依據(jù)平衡條件有 整理后得 利用 可將前式簡(jiǎn)化成 明顯體積Dv0，所以只能是 。 在上面的式子中取極限，就可得靜止流體內(nèi)任一點(diǎn)都必需滿足的方程 。 借助梯度算符 ，上式可以改寫成更簡(jiǎn)潔的形式 。 這就是流體靜力學(xué)的普遍方程，它表明若流體內(nèi)任一點(diǎn)的總體力密度等于該點(diǎn)處壓強(qiáng)的梯度則流體肯定處于靜止?fàn)顟B(tài)。 3）重力場(chǎng)中流體內(nèi)部壓強(qiáng)分布i)液體：我們先來(lái)爭(zhēng)辯靜止液體內(nèi)部的壓強(qiáng)分布。設(shè)液體的

11、密度為r放置在一 長(zhǎng)方形的容器內(nèi)，液面的柱面高為z0，液體表面的壓強(qiáng)為P0如圖10.2.3所示。在重力場(chǎng)中液體受到的體力密度為rgk，由流體靜力學(xué)普遍方程得 。 由上述方程知液體內(nèi)部壓強(qiáng)與坐標(biāo)x、y無(wú)關(guān)，只是深度的函數(shù)。積分第三式得 p = -rgz + c， 當(dāng)z=z0時(shí)P=P0.故c=P0+rgz0，所以液體內(nèi)部壓強(qiáng)隨深度變化的關(guān)系為 P = rg(z0-z) + P0 = rgh + P0 , 式中h為液面下的深度。上式表明靜止液體內(nèi)部的壓強(qiáng)只與距離液面下的深度 有關(guān)與液體內(nèi)部水平位置無(wú)關(guān)。ii)氣體：現(xiàn)在來(lái)爭(zhēng)辯重力場(chǎng)中空氣壓強(qiáng)隨高度變化的規(guī)律。為簡(jiǎn)潔起見，假定空氣的溫度是不隨高度變化的

12、而且空氣可以看成抱負(fù)氣體。假如在地面處空氣的壓強(qiáng)為P0、密度為r0，則抱負(fù)氣體的狀態(tài)方程可表示成 。 以地面為坐標(biāo)系原點(diǎn)所在處，z軸垂直地面對(duì)上，由流體靜力學(xué)方程 dp= -rgdz,。 將抱負(fù)氣體狀態(tài)方程代入上式消退r得到 ， 分別變量后 ， 完成上面的積分得 。 所以壓強(qiáng)隨高度的變化 ， 這表明空氣壓強(qiáng)隨高度的變化滿足波爾茲曼分布。 4）帕斯卡原理 假如將不行壓縮液體放在一個(gè)密閉的容器內(nèi)，容器上端與一個(gè)可移動(dòng)的活塞相連。當(dāng)活塞對(duì)液體表面施加的壓強(qiáng)為P0時(shí)，依據(jù)重力場(chǎng)中液體內(nèi)部壓強(qiáng)公式，在液面下深度為h處的壓強(qiáng)為 P = P0+rg h 。 假如把活塞對(duì)液體表面的壓強(qiáng)增大至P0+DP0，液面

13、下h深處的壓強(qiáng)也會(huì)變化， 依據(jù)液體內(nèi)部壓強(qiáng)公式，此時(shí)液體下h深處的壓強(qiáng)變?yōu)?。 這就是說(shuō)當(dāng)液體表面壓強(qiáng)增加DP0時(shí)液體內(nèi)任一點(diǎn)(h是任意)的壓強(qiáng)也增大了 DP0，因此可以形象地說(shuō)不行壓縮液體可將作用在其表面的壓強(qiáng)傳遞到液體 內(nèi)的各個(gè)部份包括存放液體的器壁，這一結(jié)論稱之為帕斯卡原理，是早期由 帕斯卡從試驗(yàn)中總結(jié)出來(lái)的，從現(xiàn)代觀點(diǎn)看它是流體靜力學(xué)方程的一個(gè)推論。 5）阿基米德定律 任何外形的物體置于密度為的液體中都會(huì)受到液體的浮力，浮力的大小等于物體排開液體的重量。這是一個(gè)試驗(yàn)規(guī)律稱為阿基米德定律。從現(xiàn)代觀點(diǎn)看，它也是流體靜力學(xué)方程的推論。 如圖10.2.4所示，物體完全浸沒(méi)在密度為r的液體中。由

14、于物體在液體中處 于平衡狀態(tài)，因此它受到的浮力與同體積的液體所受到合外力相同，這樣我們可以將此物體用同體積的液體置換，置換部份液體受到的重力是-rgdv。要使液體保持平衡，四周的液體必定對(duì)它有一個(gè)向上的面力（浮力）作用于它。由流體靜力學(xué)方程 ， 得 ， 或者。積分后得 F合=F2- F1= -rgv. ，于是得到浮力大小 F浮=F1-F2= rgv 這就是說(shuō)浮力是鉛直向上的其大小等于物體排開液體的重量。 例一；在密閉的容器內(nèi)盛滿密度為r1的液缽，在液體中浸放一長(zhǎng)為L(zhǎng)、密度為r2的物體，如圖10.2.5所示。設(shè)r2 <r1，則它必定浮于液體表面，當(dāng)容器以加速度a向前運(yùn)動(dòng)時(shí)物體相對(duì)液體向哪一

15、方向運(yùn)動(dòng)？ 解：為了弄清物體向哪個(gè)方向運(yùn)動(dòng)，先用同體積的液體置換物體。容器運(yùn)動(dòng)時(shí)，置換部分的液體必定與其它部份保持平衡。若將容器取為參照系，可利用流體靜力學(xué)方程求出液體整體運(yùn)動(dòng)時(shí)內(nèi)部壓力分布。 由 f=Ñp, 得 由于無(wú)沿y方向運(yùn)動(dòng)的可能性，故只爭(zhēng)辯上式的第一個(gè)方程，其中 f慣= r1a所以液體內(nèi)部沿x軸壓強(qiáng)分布為p=r1ax+c（c為常量），置換液體相對(duì)其它部份液體靜止時(shí)兩端的壓強(qiáng)差為Dp= r1La，相應(yīng)的壓力差為DF=r1av(v為置換部份的體積)，在所選擇的參照系看來(lái)，合外力F¢=DF+F慣=r1av-r1av=0，液體相對(duì)靜止。對(duì)實(shí)際物體來(lái)說(shuō)，受到的慣性力為F慣=

16、 -r2av，而物體兩端的壓力差不變?nèi)耘f為DF，因此實(shí)際物體受到的合外力F¢=DF+F慣=r1av-r2av>0，由此可知，實(shí)際物體必定會(huì)相對(duì)液體沿x軸方向運(yùn)動(dòng)。例二；密度為r的不行壓縮液體置于一開口的圓柱形容器內(nèi)，若此容器繞對(duì)稱軸作高速旋轉(zhuǎn)，求液體內(nèi)壓強(qiáng)分布和液體表面的外形。 解：以容器為參照系，此時(shí)流體內(nèi)任一流體元都受到重力與慣性力的作用，相應(yīng)的體力密度為rgk和-ra。由流體靜力學(xué)方程 ，得到 。所以有 積分后得 。如附圖10.2.6所示，當(dāng)r=0時(shí)，z=h ，p=p0(p0是液體表面的壓強(qiáng)) ，所以c = p0 +rgh，最終求得液體內(nèi)壓強(qiáng)分布 。 又取液體表面上任一點(diǎn)

17、為爭(zhēng)辯對(duì)象，由于流體相對(duì)坐標(biāo)系處于靜止?fàn)顟B(tài)，液體 表面上任一點(diǎn)的合力必定沿曲線的法線方向或者說(shuō)曲線的斜率滿足下式 。 積分后 ， 當(dāng)r=0時(shí)z=h，故c=h。最終得到液體表面的曲線方程 ，由此式知道液體表面為一旋轉(zhuǎn)拋物線。 11.3流體運(yùn)動(dòng)學(xué)描述 1）流體運(yùn)動(dòng)分類流體流淌的分類有很多種，這里介紹經(jīng)常遇到的幾種。 抱負(fù)流體；流體流淌過(guò)程中不計(jì)流體的內(nèi)摩擦力，不計(jì)流體的體積壓縮，把流體看成是無(wú)粘滯性、不行壓縮的抱負(fù)模型，因此抱負(fù)流體的流淌過(guò)程是無(wú)能耗 的可逆過(guò)程。穩(wěn)定流淌；流體內(nèi)任何一點(diǎn)的物理量不隨時(shí)間變化的流淌稱為穩(wěn)定流淌，這意味著穩(wěn)定流淌過(guò)程中，流體內(nèi)任一點(diǎn)的流速、密度、溫度等物理量不隨時(shí)間變

18、化。 例如在穩(wěn)定流淌時(shí)，假如流體內(nèi)某點(diǎn)的速度是沿x軸方向，其量值為3cm/s，則在流體以后的流淌中該點(diǎn)的流速永久保持這個(gè)方向與量值。若用v、r、T分別表示流體內(nèi)部速度、密度以及溫度的分布，則穩(wěn)定流淌時(shí)滿足。反之若流體內(nèi)任一點(diǎn)的速度不滿足就說(shuō)流淌不是穩(wěn)定的，例如變速水泵噴出的水流就是如此。 均勻流淌：流體流淌過(guò)程中假如任意時(shí)刻流體內(nèi)空間各點(diǎn)速度矢量完全相同，不隨空間位置的變化就稱流淌是均勻的。用公式表示可寫成，其中 l表示沿任意方向求導(dǎo)數(shù)。反之，若某一時(shí)刻流體內(nèi)部各點(diǎn)的速度不全相同的流淌稱為非均勻流淌。例如流體以恒定速率通過(guò)一均勻長(zhǎng)管的流淌是穩(wěn)定的均勻流淌，而流體以恒定速率通過(guò)一喇叭形長(zhǎng)管的流淌

19、是穩(wěn)定的非均勻流淌，流體加速通過(guò)一喇叭形長(zhǎng)管的流淌是不穩(wěn)定的非均勻流淌。層流與湍流；在流體流淌過(guò)程中假如流體內(nèi)的全部微粒均在各自的層面上作定向運(yùn)動(dòng)就叫做層流。由于各流淌層之間的速度不一樣，所以各流淌層之間存在阻礙相對(duì)運(yùn)動(dòng)的內(nèi)摩擦，這個(gè)內(nèi)摩擦力就是粘滯力它滿足牛頓粘滯性定律。層流在低粘滯性，高速度及大流量的狀況下是不穩(wěn)定的，它會(huì)使各流淌層之間的微粒發(fā)生大量的交換從而完全破壞流淌層，使流體內(nèi)的微粒運(yùn)動(dòng)變得不規(guī)章，這種現(xiàn)象叫做湍流，湍流發(fā)生時(shí)流體內(nèi)有很大的縱向力（垂直流淌層的力），引起更多的能量損耗。有旋流淌：在流體的某一區(qū)域內(nèi)，假如全部微粒都圍著某一轉(zhuǎn)軸作旋轉(zhuǎn)就稱流體是作有旋流淌。最直觀的有旋流淌

20、是渦流，但不是僅僅只有渦流才是有旋流淌，物理上推斷流體是否作有旋流淌是用所謂的環(huán)量來(lái)刻畫的。設(shè)想在流體內(nèi) 取一任意的閉合回路C，將流速v沿此回路的線積分定義為環(huán)量G，用公式表示就是 。 流體內(nèi)部環(huán)量不為零的流淌叫做有旋流淌，環(huán)量處處為零的流淌稱為無(wú)旋流淌。依據(jù)上面的定義，層流也是有旋流淌，參見圖10.3.0。 2)流線與流管 爭(zhēng)辯流體的運(yùn)動(dòng)，可以觀看流體內(nèi)微粒經(jīng)過(guò)空間各點(diǎn)時(shí)的流速。一般狀況下，流體內(nèi)各點(diǎn)的速度是隨時(shí)間和空間位置變化的，因此流體內(nèi)各點(diǎn)的速度分布是時(shí)間與空間的函數(shù)，即 v = v ( x, y, z, t )。 物理學(xué)中常把某個(gè)物理量的時(shí)空分布叫做場(chǎng)，所以流體內(nèi)各點(diǎn)流速分布就可以看

21、成速度場(chǎng)。描述場(chǎng)的幾何方法是引入所謂的場(chǎng)線，就像靜電場(chǎng)中引入電力線，磁場(chǎng)中引入磁力線一樣，在流速場(chǎng)中可以引入流線。流線是這樣規(guī)定的，流線為流體內(nèi)的一條連續(xù)的有向曲線，流線上每一點(diǎn)的切線方向代表流體內(nèi)微粒經(jīng)過(guò)該點(diǎn)時(shí)的速度方向，圖10.3.1（a）給出了幾種常見的流線。 一般狀況下空間各點(diǎn)的流速隨時(shí)間t變化，因此流線也是隨時(shí)間變化的。由于流線分布與肯定的瞬時(shí)相對(duì)應(yīng) （參見圖10.3.1（c），所以在一般狀況下，流線并不代表流體中微粒運(yùn)動(dòng)的軌道，只有在穩(wěn)定流淌中，流線不隨時(shí)間變化，此時(shí)流線才表示流體中微粒實(shí)際經(jīng)過(guò)的行跡。另外，由于流線的切線表示流體內(nèi)微粒運(yùn)動(dòng)的方向，所以流線永久不會(huì)相交，由于假如流線

22、在空間某處相交就表示流體中的微粒經(jīng)過(guò)該點(diǎn)時(shí)同時(shí)具有兩個(gè)不同的速度，這當(dāng)然是不行能的。 假如在流體內(nèi)部取一微小的封閉曲線，通過(guò)曲線上各點(diǎn)的流線所圍成的細(xì)管 就稱為流管，如圖10.3.1（b）所示。由于流線不會(huì)相交，因此流管內(nèi)、外的流體都不具有穿過(guò)流管的速度，也就是說(shuō)流管內(nèi)部的流體不能流到流管外面，流管外的流體也不能流入流管內(nèi)。 3)流量 流體力學(xué)中用流量來(lái)描述流體流淌的快慢，工業(yè)上也稱流量為排泄量。設(shè)想在流體內(nèi)部截取一個(gè)面A，定義單位時(shí)間內(nèi)通過(guò)截面A流體的體積為通過(guò)截面A的（體積）流量。如圖10.3.2.所示，在流體內(nèi)部取一小面元dA通過(guò)它的邊界作一流管，在流管上截取長(zhǎng)度為流速v的一段體積，由于

23、單位時(shí)間內(nèi)該體積內(nèi)的流體會(huì)全部通過(guò)面元dA，所以通過(guò)面元dA的流量就是dQ = vcosq dA。假如把面元定義為矢量，取其外法線方向?yàn)槊嬖恼较蚣磀A=dAn, 那么通過(guò)面元dA的流量可以表示成dQ=vdA，而通過(guò)整個(gè)截面A的流量就可以表示成更簡(jiǎn)潔的形式 。 11.4 流體力學(xué)基本方程 1）一般方程 在流體內(nèi)沿流管截取一小流體元，設(shè)在t時(shí)刻小流體元占有體積為V，邊界為S。 依據(jù)它的體形在速度場(chǎng)中選取一假想體積，使得在t時(shí)刻假想體積與截取流體元 的體積完全全都如圖10.4.1（a）所示。圖中虛線表示實(shí)際的流體元，實(shí)線表示 假想的體積。流體會(huì)流淌，其體積與假想體積之間會(huì)發(fā)生相對(duì)運(yùn)動(dòng)變成圖 10

24、.4.1.(b)所示的狀況。流體元的一部分會(huì)穿出假想體積元的邊界，而四周的流 體會(huì)流入假想的體積元，使假想體積內(nèi)有流體流入也有流體流出。設(shè)N是流體元所攜帶的某種物理量的總量，它可以是質(zhì)量、動(dòng)量，或者是能量。h是單位體積流體中這種物理量的含量或者說(shuō)是N的密度。我們來(lái)考查流體流淌時(shí)，物理量N隨時(shí)間的變化規(guī)律。留意到在t+Dt時(shí)刻流體元占據(jù)的體積是II+，而在t時(shí)刻占據(jù)的體積是I或+，因此在t到t+Dt時(shí)間內(nèi)流體元所攜帶物理量N的變化量 。 在上式右側(cè)加上零因子 重新組合，然后除以dt得 。 上式的第一部分 ， 是單位時(shí)間內(nèi)假想體積內(nèi)流體所攜帶N量的變化率。其次部分的第一、二項(xiàng)分 別為 ， 表示單位

25、時(shí)間內(nèi)流入流出假象邊界的物理量N，它們可以用密度h對(duì)流量的 積分給出。選擇假想體積邊界面的外法線為正方向，如圖10.4.2，上兩式合起來(lái)就是 。 將上面的結(jié)果代回方程得到 。 上式說(shuō)明流體元的某個(gè)物理量N隨時(shí)間的變化可以化為假想體積內(nèi)流體的物理 量N隨時(shí)間的變化，即等于假想體積內(nèi)N對(duì)時(shí)間的變化率（偏導(dǎo)數(shù)）加上從該體 積邊界流入N量的凈增加值。這是流體動(dòng)力學(xué)的一個(gè)普遍規(guī)律，由此可以推出流 體動(dòng)力學(xué)的幾個(gè)重要方程。 2）連續(xù)性方程若考查流體流淌過(guò)程中質(zhì)量變化規(guī)律，取N=m，這時(shí)。由于流體流淌過(guò)程中質(zhì)量不變，一般方程式化為 。 這就是流體力學(xué)的連續(xù)性方程（積分形式），它是以質(zhì)量守恒動(dòng)身得到的，其意義

26、為在一個(gè)假想體積中，流體的質(zhì)量隨時(shí)間的變化等于單位時(shí)間從其邊界流入該體積的凈質(zhì)量。利用體積分化為面積分的公式 ， 連續(xù)性方程可化為 ， 即 。 由于dV ¹ 0，所以只能 上式就是連續(xù)性方程的微分形式，它對(duì)流體內(nèi)任一點(diǎn)都成立。 3）能量方程假如我們爭(zhēng)辯流體的能量變化，可取N=E，此時(shí)，式中e為單位質(zhì)量流體的能量。由一般方程式得 ， 上式就是流體內(nèi)部能量滿足的方程。它表示流體能量隨時(shí)間的變化可由假想體積內(nèi)流體能量隨時(shí)間的變化與單位時(shí)間從邊界流入假想體積內(nèi)的凈能量確定。 4）動(dòng)量方程 假如我們爭(zhēng)辯的是流體動(dòng)量如何隨時(shí)間變化，可取N=P，此時(shí)。將此關(guān)系代入一般方程可得流體力學(xué)的動(dòng)量方程 。

27、 其意義為流體的動(dòng)量隨時(shí)間的變化率等于假想體積內(nèi)流體的動(dòng)量隨時(shí)間的變化加上從假想體積邊界流入該體積中的凈動(dòng)量。 5）方程的應(yīng)用 i)作為連續(xù)性方程的應(yīng)用，考慮在流管中穩(wěn)定流淌的流體。由于流淌是穩(wěn)定的，流線的位置不隨時(shí)間變化，沿流管截取一假想體積如圖10.4.3所示，該體積由流管的邊界與上、下兩個(gè)面1和2包圍。對(duì)穩(wěn)定流淌，這時(shí)連續(xù)性方程退化成 。 這表明單位時(shí)間內(nèi)通過(guò)假想體積邊界流入流出的凈質(zhì)量為零，由于管內(nèi)外的流體均不能穿過(guò)管壁，所以流體只能通過(guò)下截面1流入，上截面2流出。這意味著從截面1流入的流體質(zhì)量必定等于通過(guò)截面2流出假想體積的質(zhì)量，即 。 假如用r¢1及r¢2分別表

28、示截面1與截面2處的平均密度，用Q1、Q2表示通過(guò)截面1與截面2的流量，上式可以表示成更便利的形式 ， 對(duì)于不行壓縮的流體，上式退化為 Q1=Q2 。 結(jié)果表明，不行壓縮的流體在流淌時(shí)，沿流管的任意截面上流量均相同，它是質(zhì)量守恒的必定結(jié)果。ii)作為動(dòng)量方程的應(yīng)用，考慮在一彎管中穩(wěn)定流淌的流體，如圖10.4.4所示。沿載流管截取一假想體積，該體積由載流管內(nèi)邊界與1、2兩個(gè)截面包圍，同樣地，對(duì)穩(wěn)定流淌有且任意一點(diǎn)流速v=常量，因此動(dòng)量方程退化成 。 由于在載流管的邊界處流速v垂直于載流管的內(nèi)表面，所以上式中對(duì)假象體積的外表面積分實(shí)際上退化為對(duì)1、2兩個(gè)截面的面積分 這里的r1、r2、v1、v2是

29、1、2兩個(gè)截面上的平均密度與平均速度。假如流體是不 可壓縮的且流淌過(guò)程中質(zhì)量守恒，這時(shí)r1=r2=r，Q1=Q2= Q，結(jié)果簡(jiǎn)化成 。 從圖10.4.4看出，流體在載流管內(nèi)動(dòng)量的轉(zhuǎn)變是由于管壁施加給流體作用力的原因，其大小與方向由上式打算，因此由牛頓第三定律可以得到結(jié)論：流體對(duì)載流管的作用力也由上式打算，但作用力的方向相反。 11.5 抱負(fù)流體的流淌 1）沿一條流線的歐拉方程 先來(lái)介紹流體力學(xué)中一個(gè)格外重要的方程-¾歐拉方程，它是流體動(dòng)力學(xué)的基本程之一。當(dāng)無(wú)粘滯性的流體穩(wěn)定流淌時(shí)，取流體內(nèi)一根流線S，如圖10.5.1所示。沿流線截取一橫截面為dA，長(zhǎng)為ds的一小流體元。該流體元受到來(lái)

30、自沿流線前、后兩個(gè)截面上的正壓力（以流線的方向?yàn)閰⒄辗较颍?， 力的方向沿著流線的切向。這段流體元還受到重力的作用，其大小為Dmg = rgdv ,方向豎直向下。設(shè)重力與流線之間的夾角為q，則重力沿著流線切線方向的投影為（見圖10.5.1） 。 對(duì)所取的流體元，按牛頓其次定律寫出沿流線切向的動(dòng)力學(xué)方程就是 ， 式中a為流體元沿流線切向的加速度。將rg用比重g表示，并消退上式中dv得到 。(1) 式中的切向加速度a可改寫成 ， 把上面的式子代回前面的式子(1)就可以得到 ， 這就是沿一條流線的歐拉方程。 對(duì)于穩(wěn)定流淌 ，歐拉方程退化成 。 由于此時(shí)只有一個(gè)變量（空間變量s），上式中的偏微分可用全

31、微分代替，去掉微分公因子ds后得 。 2）柏努利方程 無(wú)粘滯性的流體穩(wěn)定流淌時(shí)，沿任何一條流線必定滿足上式。對(duì)抱負(fù)流體，由于不行壓縮上式中的密度r是常數(shù)。將上式沿流線積分，留意此時(shí)密度r為常量就可以得到抱負(fù)流體沿任何一條流線流淌時(shí)必需滿足的方程 。 上式就是有名的柏努利方程，式中的積分常數(shù)也稱柏努利數(shù)，它是隨著不同流線 而變化的。式中每一項(xiàng)的量綱都是單位質(zhì)量的能量M2S-2。若將上式除以g，每項(xiàng)就成為單位重量的能量，即 。 對(duì)液體來(lái)說(shuō)，用上式比較便利。若用rg乘上式就得到 ， 該式用于氣體顯得便利一些，由于對(duì)氣體來(lái)說(shuō)高度z的變化往往是不很重要的，在精度要求不很高的狀況可將其略去，這樣方程顯得簡(jiǎn)

32、潔。 現(xiàn)在來(lái)說(shuō)明一下柏努利方程中各項(xiàng)的物理意義。第一項(xiàng)P/r是單位質(zhì)量流體流淌時(shí)對(duì)外做的功或者流功，也就是單位質(zhì)量流體對(duì)四周環(huán)境所做的功。為了弄清這一點(diǎn)可參見圖10.5.2裝置，一個(gè)由葉片構(gòu)成的渦輪放置在水槽下端的出水口處，當(dāng)水流淌時(shí)液體會(huì)對(duì)渦輪施加一個(gè)力矩使渦輪旋轉(zhuǎn)。作用在葉片上的力可近似地認(rèn)為是壓強(qiáng)乘以葉片的表面積dA，若再乘以壓力作用中心到渦輪轉(zhuǎn)軸的距離r，就是作用在渦輪轉(zhuǎn)軸上的力矩。假定葉片在dt時(shí)間內(nèi)轉(zhuǎn)過(guò)dq角度，則力矩對(duì)渦輪做功 。 式中ds是壓力中心位移的大小，將上式除以d t時(shí)間內(nèi)流出液體的總質(zhì)量rdAds，就是單位質(zhì)量的液體對(duì)渦輪所作的功 。 其次項(xiàng)gz是單位質(zhì)量流體的勢(shì)能。

33、由于質(zhì)量為Dm的流體在重力場(chǎng)中提高z高 度時(shí)重力所做的功是-Dmgz，這時(shí)流體的勢(shì)能增加了Dmgz，所以單位質(zhì)量流體的勢(shì)能就是gz。 v2/2項(xiàng)是單位質(zhì)量流體的動(dòng)能。由于質(zhì)量為Dm的流體以速度v運(yùn)動(dòng)時(shí)它具有動(dòng)能是Dmv2/2，故單位質(zhì)量流體的動(dòng)能為v2/2。從上面的分析可以知道，柏努利方程實(shí)際上是抱負(fù)流體沿著流線運(yùn)動(dòng)時(shí)的能量方程。 關(guān)于柏努利方程的應(yīng)用應(yīng)留意下面幾點(diǎn)，a)當(dāng)全部的流線都源于同一流體庫(kù)，且能量處處相同，這時(shí)柏努利方程中的常數(shù)不會(huì)因流線不同而有所不同。這時(shí)對(duì)全部的流線來(lái)說(shuō)柏努力數(shù)都相同，此時(shí)柏努力方程不限于對(duì)一條流線的應(yīng)用。b）在通風(fēng)系統(tǒng)中的氣流，若壓強(qiáng)變化相對(duì)無(wú)氣流時(shí)變化不大，這

34、時(shí)氣體可以看成不行壓縮的，柏努利方程仍可適用，不過(guò)氣流的密度應(yīng)取平均密度。c)對(duì)漸變條件下的非穩(wěn)定流淌，也可用柏努利方程求解，這時(shí)引起的誤差不會(huì)很大。d)對(duì)于實(shí)際流體的穩(wěn)定流淌，可先忽視流體的粘滯性，用柏努利方程得到一個(gè)抱負(fù)的結(jié)果，然后再用試驗(yàn)作一些修正，也就是說(shuō)要加入能量損耗項(xiàng)。 例題，水正沿著如附圖所示的管內(nèi)流淌，管上端的直徑為2米，管內(nèi)流速為3米/秒。管下端的直徑為1米，管內(nèi)流速為10米/秒。假定流體可視為抱負(fù)流體，沿著流線壓強(qiáng)不變，求管的上端相對(duì)地面的落差。 解：沿管的中心取一條流線，按柏努利方程在流線的兩端1、2處 ， 由已知P1=P2所以 。 設(shè)管上端與地面的落差為y，明顯 y=z

35、1-z2-0.5，由此得到 。 將v1=3米/秒，v2=10米/秒代入上式，解得y=3.64米。11.6 實(shí)際流體的流淌 1）斜面上穩(wěn)定的層流在實(shí)際流體的流淌過(guò)程中必需考慮流體的粘滯性。各流淌層之間的內(nèi)摩擦力使實(shí)際流體的流淌變成不行逆過(guò)程，也造成流淌過(guò)程中能量的損耗?，F(xiàn)在考慮平行斜面的穩(wěn)定層流，如圖10.6.1所示。設(shè)上平面的流速為v，它的流淌平行于斜面，下平面與斜面接觸流速為零，整個(gè)流淌層的厚度為a，各流淌層之間存在速度梯度。為了分析便利，在流體內(nèi)沿流淌層隔離出一個(gè)高度為dy、長(zhǎng)度為dl、單位寬度的薄片狀流體元，如圖中心的長(zhǎng)方塊所示。在穩(wěn)定流淌條件下此薄片以恒定速度u沿斜面對(duì)下流淌。在流淌過(guò)

36、程中，該薄片狀流體元一共受到三個(gè)力的作用。a)平行于斜面方向的壓力，其大小為（以流速方向?yàn)檎较颍?。 b)粘滯力，薄片流體元上、下兩面的剪應(yīng)力，由牛頓粘滯力定律知其大小為 。 c)薄片狀流體元受到的重力，其大小為rgdldy方向豎直向下，設(shè)重力與斜面法線 的夾角為q，則重力在沿斜面方向重量就是 。 式中dl是流體元沿斜面的長(zhǎng)度，dh是流體元兩端距地面的高度差。由于爭(zhēng)辯的是穩(wěn)定流淌，此薄片狀流體元沿斜面方向運(yùn)動(dòng)的加速度為零，其動(dòng)力學(xué)方程就是 ， 將上式除以dydl，整理后得 。 另一方面，利用牛頓粘滯性定律 ， 可得 。 式中(p+gh)與y無(wú)關(guān)只是沿斜面l的函數(shù)，這是由于流體元沿著y方向無(wú)運(yùn)

37、動(dòng)。將上式對(duì)y積分一次后 ， 再積分一次就得到速度分布 。 式中A與B都是積分常數(shù)，利用邊界條件y=0時(shí) u=0 及 y=a時(shí)u=v?？傻?將其代回到解式最終得到流體內(nèi)部速度分布 。 假如層流的寬度不是一個(gè)單位而是任意寬度上式仍舊成立，這是由于流淌層的速度與寬度無(wú)關(guān)可從方程中消退。從平面層流的速度分布函數(shù)可以看出，流體沿斜面穩(wěn)定流淌時(shí)其內(nèi)部的速度分布是拋物線形的，這意味著流速最大的流淌層并不在上表面而是在流體內(nèi)部的某一層。將上式對(duì)y積分可以求出流體沿斜面流淌的平均速度 ， 所以沿斜面穩(wěn)定流淌過(guò)程中每米寬度的流量 。 2）圓管內(nèi)穩(wěn)定層流。 當(dāng)流體在圓管內(nèi)穩(wěn)定流淌時(shí)，由于流體的流淌具有圓柱形對(duì)稱性

38、，故取一軸對(duì)稱圓柱殼形的流體元作為爭(zhēng)辯對(duì)象，如圖10.6.2所示。圓柱薄殼的半徑為r， 殼的厚度為dr, 柱高為dl 。作用在流體元前后兩個(gè)面上的壓力差為（以流速方向?yàn)檎较颍?。 流體元內(nèi)外兩邊界上受到的粘滯力為 而流體元受到的重力大小為2rdrdlg，它在沿圓柱管軸線方向的重量為 。 對(duì)穩(wěn)定流淌來(lái)說(shuō)流體元的加速度為零，按牛頓其次定律流體元的動(dòng)力學(xué)方程是 。 用2rdrdl除上式并整理得 。 同樣(p+gh)不是r的函數(shù)，故可直接將上式對(duì)r積分，得到 。 式中A是積分常數(shù)，而粘滯阻力，（由于隨r增加速度u減小，所以這里有一負(fù)號(hào)）將其代入上式整理后 ， 把上式對(duì)r再積分一次就得到圓管內(nèi)穩(wěn)定層流

39、的速度分布 。 特殊地，若流體在內(nèi)半徑為b，外半徑為a的圓柱形套筒之間流淌，則必定滿足下列邊界條件 r=a時(shí)u=0及r=b時(shí)u=0 由此可定出式中的積分常數(shù)A與B滿足 ， 。 所以圓柱套筒內(nèi)流體速度分布 。 相應(yīng)地圓柱套筒內(nèi)流體的流量是 。 例題 附圖表示沿斜面下滑的層流，假如流體的粘滯系數(shù)m=0.08N s/m2，流體的密度r=850kg/m3，利用圖中所給的數(shù)據(jù)求流體內(nèi)的速度分布、平均流速、每米寬度的流量，以及作用上平面的平均剪應(yīng)力。解，A點(diǎn)處； B點(diǎn)處；（h=0） PB + gh = 800Pa 因此 又由于a=0.006m，上表面流速v= 1m/s. 由層流的速度分布公式 。 最大速度

40、由求出，是在y=0.0052m處，該處的速度為umax=1.02m/s。每米寬度的流量 平均流速 。 為求得上平面的剪應(yīng)力，先求速度梯度 所以上平面處的剪應(yīng)力 負(fù)號(hào)表示剪應(yīng)力是阻礙流體上表面流淌的。 3）穩(wěn)定層流的能量損耗由于流體內(nèi)部存在粘滯性，在流淌過(guò)程中受到粘滯阻力的作用流體的能量會(huì)削減。為了計(jì)算一維穩(wěn)定層流過(guò)程中能量的損耗，在流體內(nèi)沿流淌層取長(zhǎng)為dx,高為dy單位寬度的薄片狀流體元作為爭(zhēng)辯對(duì)象，如圖10.6.3所示。假定流體元沿著x方向流淌其速度為u ，距地面高度為h。如前所述，該流體元受到沿x軸前后兩個(gè)面的壓力，重力，以及上下兩面的粘滯阻力，我們可用功能原理分析流體元穩(wěn)定流淌過(guò)程中的能

41、量損耗。依據(jù)前面的爭(zhēng)辯作用在流體元上前后兩個(gè)面上壓力差是，該壓力差對(duì)流體元輸入的功率為，因此壓力差對(duì)單位體積的流體做的功率為 。 流體元的勢(shì)能變化（重力做功負(fù)值）也簡(jiǎn)潔求得，若流體元相對(duì)于零勢(shì)能面的 高度變化為dh，那么重力對(duì)流體元做功-gdv.dh。而重力對(duì)單位體積流體做功的功率 。 粘滯力對(duì)流體元做功狀況稍稍簡(jiǎn)單一點(diǎn)，由于流體元上下兩個(gè)面的相對(duì)流速不一樣，因此上下兩面的相對(duì)位移不同必需分開爭(zhēng)辯?？梢宰C明，粘滯力對(duì)單位體積的流體元做功的功率為 ， 上式證明留給讀者自行完成。 由于流淌是穩(wěn)定的流速不變因而動(dòng)能不變，依據(jù)功能原理，上述三種力做功 之和就是流體的能量損耗。結(jié)合上面三式就可得到 。

42、利用穩(wěn)定層流的動(dòng)力學(xué)方程化簡(jiǎn)上式最終三項(xiàng)就是 。 簡(jiǎn)潔看出，層流過(guò)程中流體內(nèi)部能量損失與各流淌層之間的速度梯度有很大關(guān)系。上式就是穩(wěn)定層流過(guò)程中沿著任意流淌層所取流體元的功率密度損失計(jì)算式，只要對(duì)各流淌層積分就可以得到總的損失功率。例如在平面穩(wěn)定層流條件下，假定流線的長(zhǎng)度為L(zhǎng)，層流平面的高度為a(見圖10.6.1)，則單位寬度層流所損耗的功率是 4）泊肅葉方程 將半徑為a 的圓管水平放置使流體在管內(nèi)作穩(wěn)定層流，這時(shí)管內(nèi)流體的速度分布由下式確定 。 對(duì)水平放置的管h=0, A也必定為零，由于在管中心處（r=0）流速要有限。此時(shí)的邊界條件為r=a（管的半徑）時(shí)u=0, 由邊界條件簡(jiǎn)潔定出上面表達(dá)式

43、中的 ， 故水平管內(nèi)的流體的速度分布 。 結(jié)果表明管內(nèi)流體的速度分布是一旋轉(zhuǎn)拋物線，如圖10.6.6所示。管中心處 （r=0）層流的速度最大，其大小為 。 由于速度分布是旋轉(zhuǎn)拋物線型的，因此圓管內(nèi)流體的平均速度為最大值的一半 ， 管內(nèi)的流量 。 若用管的長(zhǎng)度L與直徑D表示上式，就可寫成簡(jiǎn)潔用試驗(yàn)測(cè)量的形式 ， 。 上面的第一個(gè)式子就是有名的泊肅葉粘滯性方程，由海根和泊肅葉分別獨(dú)立地用試驗(yàn)進(jìn)行了驗(yàn)證。泊肅葉公式與柏努利方程最明顯的差別在于前者考慮了流體的粘滯性，認(rèn)為流體在水平管內(nèi)連續(xù)流淌時(shí)，必需在該流體兩端存在壓力差，而依據(jù)柏努利方程，流體在水平管內(nèi)穩(wěn)定流淌時(shí)(Dh=0)沒(méi)有壓力差流體照樣能連續(xù)

44、流淌，相比較之下泊肅葉公式更接近實(shí)際流體。 5）雷諾數(shù)當(dāng)流體作穩(wěn)定層流時(shí)，流體內(nèi)大多數(shù)分子的定向運(yùn)動(dòng)基本上是在某個(gè)薄層狀的平面內(nèi)，流淌層與相鄰流淌層之間只有少量的分子交換。各流淌層之間的縱向力是導(dǎo)致層流不穩(wěn)定的根本因素，它會(huì)引起相鄰流淌層之間的分子進(jìn)行動(dòng)量交換。當(dāng)縱向力大到肯定的程度時(shí)，各流淌層之間的分子發(fā)生激烈交換，完全破壞層流進(jìn)展成一種無(wú)規(guī)章的流體運(yùn)動(dòng)¾¾湍流。如何判定流體內(nèi)部消滅的是層流還是湍流呢？雷諾在18世紀(jì)提出了在什么狀況下，兩種不同然而類似的流體有相像的動(dòng)力學(xué)方程，通過(guò)爭(zhēng)辯兩種幾何外形完全相同的不同流體的流淌，雷諾指出要使描述這些流體流淌的動(dòng)力學(xué)方程完全相同，其條件是這兩種流體的一個(gè)無(wú)量綱的參數(shù)(ulr)/m必需相同。這里 u是流體的特征速度、l是流淌的特征長(zhǎng)度、是流體的密度、是粘滯系數(shù)、這個(gè)數(shù)被稱為雷諾數(shù)R 。雷諾數(shù)給出了各種流體之間消滅相像動(dòng)力學(xué)規(guī)律的判據(jù)，它是相像性原理在流體力學(xué)中的體現(xiàn)。當(dāng)一種流體的流淌在某種條件會(huì)發(fā)生湍流，假如另一種流體在相同的條件下與這種流體的雷諾數(shù)相同，則另一種流體流淌時(shí)也會(huì)發(fā)生湍流。為了確定無(wú)量綱數(shù)的大小，雷諾設(shè)計(jì)了一個(gè)所圖10.6.7所示的試驗(yàn)。將一長(zhǎng)為L(zhǎng)的玻璃管水平放置其一端與一個(gè)大水桶相連，另一端接上一開關(guān)。玻璃管的入口處呈喇叭狀，它與一個(gè)裝滿染料的噴嘴相連，可以看到玻璃管內(nèi)任何一點(diǎn)流體的流淌狀況。雷諾取染料