流體力學(xué)第二章(基本方程)

第一章總結(jié)§1流體的物理性質(zhì)和宏觀模型〔1〕流體的主要物理性質(zhì)：流動性、粘性和壓縮性；〔2〕流點的概念和流體連續(xù)介質(zhì)假設(shè)的內(nèi)容。

§2流體的速度和加速度〔1〕描寫流體運動的兩種觀點；〔2〕流體的加速度的定義、物理含義、計算；〔3〕微商算符的物理實質(zhì)及其應(yīng)用。1§3跡線和流線〔1〕跡線和流線的概念；〔2〕跡線和流線的求解；〔3〕跡線、流線重合的條件§4速度分解〔1〕亥姆霍茲速度分解定理的主要內(nèi)容2§5渦度、散度和形變率〔1〕渦度、散度和形變率的定義，物理含義；〔2〕渦度、散度和形變率的計算；〔3〕形變張量的概念?！?速度勢函數(shù)和流函數(shù)〔1〕速度勢函數(shù)的定義、表示流體運動的方法；〔2〕流函數(shù)的定義、表示流體運動的方法；〔3〕速度勢函數(shù)、流函數(shù)表示二維流動。3第二章 根本方程流體運動同其他物體的運動一樣，同樣遵循質(zhì)量守恒、動量守恒和能量守恒等根本物理定律。本章將介紹描述流體運動的連續(xù)方程、運動方程和能量方程。4主要內(nèi)容：第一節(jié) 連續(xù)方程第二節(jié) 作用于流體的力、應(yīng)力張量第三節(jié) 運動方程第四節(jié) 能量方程第五節(jié)簡單情況下的N-S方程的準(zhǔn)確解第二章 根本方程5第一節(jié) 連續(xù)方程

連續(xù)方程是流體力學(xué)的根本方程之一，流體運動的連續(xù)方程，反映流體運動和質(zhì)量分布的關(guān)系，它是在質(zhì)量守恒定律在流體力學(xué)中的應(yīng)用。重點討論不同表現(xiàn)形式的流體連續(xù)方程。61、拉格郎日(Lagrange)觀點下的流體連續(xù)方程Lagrange觀點下質(zhì)量守恒定律：某一流體塊〔流點〕在運動過程中，盡管其體積和形狀可以發(fā)生變化，但其質(zhì)量是守恒不變的。拉格郎日型連續(xù)方程7Lagrange觀點下連續(xù)方程的物理意義？82、歐拉(Euler)觀點下的流體連續(xù)方程拉格郎日型連續(xù)方程歐拉型連續(xù)方程9歐拉型連續(xù)方程的物理意義單位體積的流體質(zhì)量通量103、具有自由外表的流體連續(xù)方程通常把自然界中水與空氣的交界面稱為水面或水外表。這種因流動而伴隨出現(xiàn)的可以升降的水面，在流體力學(xué)中稱之為自由外表。實際物理現(xiàn)象：當(dāng)水面向某處匯集時，該處水面將被擁擠而升高；反之，當(dāng)該處有水向四周流散開時，將使得那里的水面降低。水空氣交界面11具有自由外表的流體連續(xù)方程歐拉型連續(xù)方程水空氣121、作用于流體的力質(zhì)量力流體的作用力表面力分析對象：流體中以界面包圍的體積為的流體塊第二節(jié)作用于流體的力、應(yīng)力張量13質(zhì)量力質(zhì)量力〔又稱為體力〕：是指作用于所有流體質(zhì)點的力。如重力、萬有引力等?！?〕質(zhì)量力是長程力：它隨相互作用的元素之間的距離的增加而減小，對于一般流體的特征運動距離而言，均能顯示出來?！?〕它是一種分布力，分布于流體塊的整個體積內(nèi)，流體塊所受的質(zhì)量力與其周圍有無其他流體存在并無關(guān)系。通常情況下，作用于流體的質(zhì)量力通常就是指重力。14如果表示單位質(zhì)量的流體的質(zhì)量力，規(guī)定其為：其中是作用在質(zhì)量為的流體塊上的質(zhì)量力。不難看出，可以看做力的分布密度。例如：對處于重力作用的物體而言，質(zhì)量力的分布密度或者說單位質(zhì)量的流體的質(zhì)量力就是重力加速度。15外表力外表力：是指流體內(nèi)部之間或者流體與其他物體之間的接觸面上所受到的相互作用力。如流體內(nèi)部的粘性應(yīng)力和壓力、流體與固體接觸面上的摩擦力等。16〔1〕外表力是一種短程力：源于分子間的相互作用。外表力隨相互作用元素之間的距離增加而迅速減弱，只有在相互作用元素間的距離與分子距離同量級時，外表力才顯現(xiàn)出來。〔2〕流體塊內(nèi)各局部之間的外表力是相互作用而相互抵消的。〔3〕外表力也是一種分布力，分布在相互接觸的界面上。17定義單位面積上的外表力為： 其中是作用于某個流體面積上的外表力18

矢量是質(zhì)量力的分布密度，它是時間和空間點的函數(shù)，因而構(gòu)成了一個矢量場。而矢量為流體的應(yīng)力矢，它不但是時間和空間點的函數(shù)，并且在空間每一點還隨著受力面元的取向不同而變化。所以要確定應(yīng)力矢，必須考慮點的矢徑、該點受力面元的方向〔或者說面元的法向單位矢〕以及時間t。確切地說應(yīng)力矢是兩個矢量〔、〕和一個標(biāo)量的函數(shù)t。質(zhì)量力和外表力的比較質(zhì)量力和外表力有著本質(zhì)的差異。192、應(yīng)力張量取如下圖的流體四面體元，分析其受力情況。MxyzABC質(zhì)量為質(zhì)量力為外表力？？？20按照牛頓第二定律，可得：MxyzABC說明：應(yīng)力矢的下標(biāo)取其作用面元的外法向，并且規(guī)定為外法向流體對另一局部流體的作用應(yīng)力。21 根據(jù)作用力與反作用力原理，方程可以寫成如下形式：22四面體體積取極限時：上式為作用于流體微元的應(yīng)力矢之間的相互關(guān)系。23MxyzABC考慮面元間的關(guān)系：PPAMKx24將其在直角坐標(biāo)系中展開，那么有：于是，上式可以改寫為：25引進應(yīng)力張量：

26¤¤對應(yīng)力分量的下標(biāo)作如下規(guī)定：第一個下標(biāo)表示面積元的外法向〔且規(guī)定應(yīng)力為外法向流體對另一局部流體的作用〕；第二個下標(biāo)表示應(yīng)力所投影的方向。應(yīng)力分量的物理含義：

例2-2-1說明應(yīng)力、表示的物理含義。27法應(yīng)力和切應(yīng)力

通常應(yīng)力矢量也可以表示為：切應(yīng)力法應(yīng)力28習(xí)題2-2-1流體中某點的應(yīng)力張量為試求作用于通過該點，方程為的平面上的法應(yīng)力。習(xí)題29其中為反映流體粘性的粘性系數(shù)或內(nèi)摩擦系數(shù)；而流體與其他物體的粘性系數(shù)那么稱為外摩擦系數(shù)。牛頓粘性假設(shè)牛頓粘性定律建立了粘性應(yīng)力與流速分布之間的關(guān)系。3、應(yīng)力張量與流體運動狀態(tài)間的關(guān)系30廣義牛頓粘性假設(shè)牛頓粘性定律建立了粘性應(yīng)力與流速分布之間的關(guān)系，但它的缺乏在于僅僅適用與流體直線運動。牛頓將以上的粘性應(yīng)力與形變率的關(guān)系推廣到任意粘性流體運動，即廣義牛頓粘性假設(shè)：31說明：根據(jù)廣義牛頓粘性假設(shè)的應(yīng)力張量計算得到的應(yīng)力包含了流體壓力和流體粘性力兩局部即：不可壓流體牛頓粘性流體的概念：滿足牛頓廣義粘性假設(shè)的流體。32第三節(jié)運動方程流體的運動方程〔普遍形式〕納維-斯托克斯〔N-S〕方程〔具體形式〕歐拉方程〔理想流體的運動方程〕靜力方程〔最簡單情形的運動方程〕

33在運動流體中選取一小六面體體元，其邊長分別為：為了導(dǎo)出流體的運動方程，首先來分析小體元的受力情況。一、流體的運動方程根據(jù)牛頓第二定律： xyz34x方向質(zhì)量力分析x方向的質(zhì)量力35小體元所受的x方向的外表力=前后側(cè)面之和：x方向外表力分析周圍流體對小體元的六個外表有外表力的作用，而通過六個側(cè)面作用于小體元沿x方向的外表力分別為： 前后側(cè)面：x?36因此，周圍流體通過六個側(cè)面作用于小體元沿x方向的外表力合力為：右左側(cè)面：上下側(cè)面：37據(jù)牛頓運動定律：小體元受力等于其質(zhì)量與加速度的乘積：x方向合力分析單位質(zhì)量流體在x方向的運動方程方程可以簡化為：38單位質(zhì)量流體在y方向的運動方程單位質(zhì)量流體在z方向的運動方程同理可得：39矢量形式或者：流體運動方程的普遍形式40二、納維-斯托克斯〔Navier-Stokes〕方程流體運動方程的普遍形式納維-斯托克斯方程廣義牛頓粘性假設(shè)41流體運動方程的普遍形式廣義牛頓粘性假設(shè)這就是適合牛頓粘性假設(shè)的流體運動N-S方程。42定義流體運動學(xué)粘性系數(shù)，記作。直角坐標(biāo)系中形式為：對于不可壓流體N-S方程簡化為：43其中是單位質(zhì)量流體的加速度，為單位質(zhì)量流體所受的質(zhì)量力。①壓力梯度力②粘性〔粘滯〕力方程物理意義的討論：①②443、歐拉方程理想流體〔不考慮流體粘性〕，那么納維-斯托克斯方程：可以簡化，相當(dāng)于去掉方程中含有粘性的項。于是，方程簡化為： 歐拉方程：理想流體的運動方程45

如流體靜止時，即流體的速度和加速度的個體變化均為零，作用于流體的力應(yīng)該到達平衡。此時，可得如下形式方程：

即所謂的靜力方程。它說明了流體的粘性只與流體的運動狀態(tài)有關(guān)，或者說流體的粘性只有在相對運動時才表達出來。4、靜力方程46假設(shè)流體所受的質(zhì)量力就是重力，靜力方程可以變化為：上式說明：當(dāng)流體靜止時，作用于單位截面積流體柱的頂面、底面上的壓力差，正好等于流體柱的重力；流體靜止時的壓力，可以用流體柱的質(zhì)量來表示?；蛘哽o力方程應(yīng)用舉例：47外界對系統(tǒng)所作的功率〔內(nèi)能+動能〕的變化率外表力作功率質(zhì)量力作功率熱流量的變化率流體中以界面包圍的體積為的流體塊第四節(jié)能量方程總能量的變化率48方程變換總能量的變化項：熱流量的變化率49外表力作功率項：50可以改寫為：單位質(zhì)量流體的能量方程，它是能量守恒定律在流體運動中的具體表現(xiàn)形式。流體塊的能量守恒方程51動能方程根據(jù)流體的運動方程上式兩端同乘速度矢量右端第二項展開后，那么有：52單位質(zhì)量流體微團的動能方程物理意義：①②①質(zhì)量力作功率②外表力作功率外力作功率引起的動能變化利用廣義牛頓粘性假設(shè)53③④④粘性耗散項③膨脹、收縮在壓力作用下引起的能量轉(zhuǎn)換項：動能－內(nèi)能的轉(zhuǎn)換流體粘性動能內(nèi)能膨脹收縮動能內(nèi)能動能內(nèi)能流體壓縮性54伯努利方程的適用條件：(1)理想流體(2)不可壓縮(3)定常運動(4)質(zhì)量力為有勢力〔保守力〕伯努利方程55對于理想流體，運動方程為：理想流體動能的變化，僅僅是由質(zhì)量力和壓力梯度力對流體微團作功造成的，而與熱能不發(fā)生任何轉(zhuǎn)換。理想流體的動能方程可以寫成：上式兩端同乘速度矢量56假設(shè)質(zhì)量力是有勢力，且質(zhì)量力位勢為，即滿足：如考慮為一定常場，那么有：57理想流體的動能方程假設(shè)質(zhì)量力是有勢力且為定常場58理想流體微團的動能方程：不可壓縮定常59等式右端括號內(nèi)局部的個體變化為零，也即：60定常運動:流體運動的跡線和流線是重合于是沿流體運動的流線也有：伯努利方程61例2-4-1理想不可壓流體，所受質(zhì)量力僅為重力的情況下作定常運動時，其中一流管如下圖，道O點壓力和速度均為零，討論此時圖中處于同一流線上A、B兩點的流速VA、VB及壓力PA、PB間的所滿足的關(guān)系。O62第五節(jié)簡單情況下的N－S方程的準(zhǔn)確解流體力學(xué)的根本方程組：運動方程連續(xù)方程考慮流體為均勻不可壓縮〔=常數(shù)〕，且粘性系數(shù)為常數(shù)〔=常數(shù)〕的情況下，方程組是閉合的。63流體力學(xué)問題的一般方法，就是求解這樣的閉合的方程組并使之適合應(yīng)當(dāng)?shù)某跏紬l件和邊界條件。由于流體運動方程含有如平流加速度的非線性項，它是一個非線性方程組，在數(shù)學(xué)上要求解這樣一個非線方程組是難以做到的。僅僅通過簡單問題的求解－－了解根本方法 64一、平面庫埃托流動h

h

Uuzx考慮如下簡單流動，設(shè)流體在兩相距為2h的無界平行平板間，沿x

軸作定常直線平面運動，此時滿足：上平板勻速運動，下平板靜止。65考慮了xoz平面的運動，那么 。假設(shè)流體是不可壓縮的：連續(xù)方程可見，即僅僅是z的函數(shù)66納維—斯托克斯方程簡化為：積分進而有：沿x軸作定常直線平面運動67方程第一式可以得到：積分上式可以得到：68考慮這樣的簡單情況，設(shè)在x方向的壓力分布均勻，即：考慮如下邊界條件：

最終可以得到：上式即給出了平面庫托流動的流速分布，它說明流速沿z軸呈線性分。69二、平面泊稷葉流動h

h

uzx在平面庫托流動的根底上，假定沿x方向的壓力梯度不為零，而上、下板處于靜止?fàn)顟B(tài)。70此時，邊界條件為： 即為平面泊稷葉流動的流速分布，它說明流速沿z軸方向呈拋物線分布。將邊界條件代入方程解式中，可以得到：71埃克曼流動理想化的無邊界、無限深和密度均勻的海洋，因海面受穩(wěn)定的風(fēng)長時間吹刮，出現(xiàn)鉛直湍流而產(chǎn)生的水平湍流摩擦力，與地轉(zhuǎn)偏向力平衡時出現(xiàn)的海流。1893～1896年，挪威海洋調(diào)查船“前進〞號橫越北冰洋時，F(xiàn).南森觀察到冰山不是順風(fēng)漂移，而是沿著風(fēng)向右方20°～40°的方向移動。1905年，V.W.?？寺芯苛诉@種現(xiàn)象，得出了著名的埃克曼漂流理論。72三、埃克曼流動73考慮粘性系數(shù)和密度均為常數(shù)的流體，在旋轉(zhuǎn)角速度為的旋轉(zhuǎn)坐標(biāo)系中的運動，此時出現(xiàn)了科氏力〔地轉(zhuǎn)偏向力〕的作用。而科氏力為：假設(shè)流體作平