中科大力学教案-第十章流体力学
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但是。在某些特殊问题中，连续介 质的假设也可以不成立。例如在稀薄 气体力学中，分子间的距离很大，它 能和物体的特征尺度比拟，这样虽然 获得稳定平均值的流体元还是存在的， 但是不能将它看成一个质点。又如考 虑激波内的气体运动，激波的尺寸与 分子平均自由程同阶，激波内的流体 只能看成分子而不能当作连续介质来 处理了。
流体力学研究流体（气体与液体）的宏观运动与平 衡，它以流体宏观模型作为基本假说。 显然，流体的运动取决于每个粒子的运动，但若求 解每个粒子的运动即不可能也无必要。对于宏观问题， 必须在微观与宏观之间建立一座桥梁。 流体宏观模型认为流体是由无数流体元（或称流体 微团）连续地组成的（即连续介质）。所谓流体元指的 是这样的小块流体：它的大小与放置在流体中的实物比 较是微不足道的，但比分子的平均自由程却要大得多， 它包含足够多的分子，能施行统计平均求出宏观参量， 少数分子出入于流体元不会影响稳定的平均值。
变数 t； a，b，c 称为拉格朗日变数。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
r = r (t ; a , b , c )
在上式中，如果固定 a，b，c 而令 t 改 变，则得某一流体质点的运动规律，该流体 质点的运动轨迹称为迹线。如果固定时间 t 而令 a，b，c 改变，则上式表示某一时刻不 同流体质点的位置分布函数。应该指出，在 拉格朗日观点中，矢径函数 r 的定义区域不 是场，因为它不是空间坐标的函数，而是质 点标号的函数。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
我们约定采用 a，b，c 三个数的组合来区别流体质 点，不同的 a，b，c 代表不同的质点，于是流体质点的 运动规律可表为下列矢量形式：
r = r (t ; a , b , c )
其中 r 是流体质点的矢径。在直角坐标系中，有分量式：
⎧ x = x(t ; a, b, c) ⎪ ⎨ y = y (t ; a, b, c) ⎪ z = z (t ; a, b, c) ⎩
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
由于流线不会 相交，因此流管 内、外的流体都 不具有穿过流管 的速度，也就是 说流管内部的流 体不能流到流管 外面，流管外的 流体也不能流入 流管内。
流线的方程：
dx dy dz = = ux u y uz
10.2.2 欧拉方法（当地法）
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
同样可以得到确定流体质点的加速度：
∂ 2 r ∂ 2 r (t ; a, b, c) u= 2 = ∂t ∂t 2
其分量式为：
⎧ ∂u x ∂ 2 x(t ; a, b, c) = ⎪u x = ∂t ∂t 2 ⎪ ∂u y ∂ 2 y (t ; a, b, c) ⎪ = ⎨u y = ∂t ∂t 2 ⎪ ⎪ ∂u z ∂ 2 z (t ; a, b, c) = ⎪u z = ∂t ∂t 2 ⎩
§10.1 流体的基本性质
10.1.1 易流动性 10.1.2 粘性 10.1.3 压缩性
10.1.1 易流动性 流体在静止时不能承受切向应力，不管多小的切 向应力，都会引起其中各流体元彼此间的相对位移， 而且取消力的作用后，流体元之间并不恢复其原有 位置。正是流体的这一基本特性使它能同刚体和弹 性体区别开来。刚体和弹性体也是连续介质，但是 刚体中质点之间的相互距离不论其上作用的外力如 何将保持不变；而在弹性体中，当作用力在数值上 达到某一界限时，系统中各点间的相互距离可以改 变，但消除了力的作用之后，各点相互关系又恢复 原有状态。相反地，流体能够有任意大的变形。因 此流体在静止时只有法应力而没有切应力。流体的 这个宏观性质称为易流动性。
10.1.2 粘性 除了粘性外，流体还有热传导及扩散等性 质。 流体的宏观性质，扩散，粘性，热传导等 是分子输运性质的统计平均。由于分子的不规 则运动，在各层流体间将交换着质量，动量和 能量，使不同流体层内的平均物理量均匀化， 这种性质称为分子运动的输运性质。质量输运 在宏观上表现为扩散现象，动量输运表现为粘 性现象，能量输运则表现为热传导现象。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
由于上式确定的速度函数是定义在空间点上的， 它们是空间点坐标 x, y, z 的函数，所以我们研究的是 场，如速度场等。因此当我们采用欧拉观点描述运动 时，就可以利用场论的知识。若场内函数不依赖矢径 r 则称之为均匀场，反之称之为非均匀场；若场内函 数不依赖时间则称为定常场，反之称为非定常场。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法） r = r (t ; a , b , c )
∂r ∂r (t ; a, b, c) u= = ∂t ∂t ∂ 2 r ∂ 2 r (t ; a, b, c) u= 2 = ∂t 2 ∂t
在以上各式中，如给 a，b，c 以不 同的值而令 t 不变，则得到在确定时刻 t 流体质点的位置、速度和加速度分布； 特别是，当 t = t0 而 a，b，c 可以改变， 则得各流体质点的起始位置、速度和加 速度分布。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
欧拉方法不直接考虑个别流体质点如何运动，而 是用场的观点研究流体运动。它只集中注意力于那些 发生在空间给定点的流动情况；对于流体质点从什么 地方和如何在给定时刻达到这一点，经过这点以后又 会运行到别的什么地方和怎样运行到那些地方的，这 一切问题从欧拉方法观点看来并不是基本的。这样， 欧拉方法是把空间某一固定点 (x, y, z) 的流体质点的速 度当作时间的函数来研究的；显然，这个速度也是坐 标 (x, y, z) 的函数。因此，
这样在给定时刻经过空间中指定点的流体质点的加速度是由在该点的速度矢量的改变局部的改变与流体质点运行时的速度矢量的改变迁移的改变之和来决1022欧拉方法当地法上述将随体微商分解为局部微商和随流微商的方法可以推广到与流体质点个别运动相联系的任何其它的时间与坐标的函数标量矢量或张量
杨维纮
第 10 章 流体力学
10.2.1 10.2.2 10.2.3 拉格朗日方法（随体法） 欧拉方法（当地法） 两种方法的相互转换
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
在拉格朗日方法中，注意的中心即着眼点是流体 质点，确定所有流体质点的运动规律，即它们的位置 随时间变化的规律。十分明显，如果知道了所有流体 质点的运动规律，那么整个流体运动的状况也就清楚 了。 现在我们将描写运动的观点和方法用数学式子表达 出来，为此首先必须用某种数学方法区别不同的流体 质点。通常利用初始时刻流体质点的坐标作为区分不 同流体质点的标志。设初始时刻 t = t0 时，流体质点的 坐标是 a，b，c，它可以是曲线坐标，也可以是直角 坐标，重要的是给流体质点以标号而不在于采取什么 具体的方式。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
r = r (t ; a , b , c )
为了得到确定流体质点的速度, 只要将上式对时间 t 微分而把起始坐标 a，b，c 当作常数就可以了，即
∂r ∂r (t ; a, b, c) u= = ∂t ∂t
其分量式为：
∂x ∂x(t ; a, b, c) ⎧ ⎪u x = ∂t = ∂t ⎪ ∂y ∂y (t ; a, b, c) ⎪ uy = = ⎨ ∂t ∂t ⎪ ∂z ∂z (t ; a, b, c) ⎪ ⎪u z = ∂t = ∂t ⎩
dt = ∂t + ∂x dt + ∂y dt + ∂z dt
dx dy dz = ux = uy = uz dt dt dt 故有 du = ∂u + ∂u u + ∂u u + ∂u u = ∂u + (u ⋅ ∇)u x y z dt ∂t ∂x ∂y ∂z ∂t
第 10 章 流体力学
另一方面，对于进行统计平均的时间也应选得 足够大，使得在这段时间内，微观的性质，例如分 子间的碰撞等已进行了许多次，在这段时间内进行 统计平均能够得到稳定的数值。于是，从统计物理 中得知，分子的物理量（质量、速度、动量和能量） 经过统计平均后变成了流体元的质量，速度，压力 和温度等宏观物理量，分子质量、动量和能量等输 运过程，经过统计平均后表现为扩散，粘性，热传 导等宏观性质。
10.1.2 粘性
流体在静止时虽不能承受切应力，但在运动时，对 相邻两层流体间的相对运动即相对滑动速度是有抵抗的， 这种抵抗力称为粘性应力，流体所具有的这种抵抗两层 流体相对滑动的性质称为粘性，粘性大小依赖于流体的 性质，并显著地随温度而变化。实验表明，粘性应力的 大小与粘性及相对速度成正比。 当流体的粘性较小，运动的相对速度也不大时，所 产生的粘性应力比起其它类型的力（如惯性力）可忽略 不计。此时，我们可以近似地把流体看成是无粘性的， 这样的流体称为理想流体。十分明显，理想流体对于切 向变形没有任何抗拒能力。这样对于粘性而言，我们可 以将流体分成理想流体和粘性流体两大类。应该强调指 出，真正的理想流体在客观实际中是不存在的。它只是 客观流体在某种条件下的一种近似模型。
u = u (t ; r )
10.2.2 欧拉方法（当地法）
其分量为
⎧u x = u x (t ; x, y, z ) ⎪ ⎨u y = u y (t ; x, y, z ) ⎪ ⎩u z = u z (t ; x, y, z )
变数 t； x, y, z 称为欧拉变数。如果在上式中把 t 当作可 变的，而把 x, y, z 当作常数，则对不同的 t 我们得到不同 时刻经过空间中确定点的不同流体质点的速度；而如把 t 当作常数， x, y, z 当作变数，则可得到对于确定时刻空 间中流体质点的速度分布。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
一般情况下空 间各点的流速随 时间 t 变化，因此 流线也是随时间 变化的。由于流 线分布与一定的 瞬时相对应(参见 图 (c) )，所以在 一般情况下，流 线并不代表流体 中微粒运动的轨 迹。
只有在稳定流动中，流线不随时 间变化，此时流线才表示流体中微 粒实际经过的轨迹。只有此时流线 才与迹线重合。
称为局部微商（或当地微商）。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
另一方面，可以提出关于计算在给定时刻经过空 间中 x, y, z 点的流体质点的加速度问题。在此情形， 坐标 x, y, z 就应视为可变的，因为在无限小的时间间 隔 dt 中，所考虑的流体质点正在从 x, y, z 点进入到新 位置。由于运动点本身的坐标 x, y, z 是时间 t 的函数， 因此上式对时间微分便得到流体质点加速度的下列表 示式： du ∂u ∂u dx ∂u dy ∂u dz
u = u (t ; r )
当过渡到推演流体质点的加速度时，我们要从两个 不同观点来考虑这个问题。如果我们的兴趣是在这样 的问题上：即当不同流体质点经过空间中给定点时， 该点的速度怎样随时间变化？那么为了回答这个问题， 只要把上式对时间微分并设 x, y, z 为常数就可以了。 这时得到的偏微分：
∂u ∂u x ∂u y ∂u z ; ; ; ∂t ∂t ∂t ∂t
第 10 章 流体力学
上述微观上充分大、宏观上充分小 的流体元称为流体质点，将流体运动 的空间看作是由流体质点连续地无空 隙地充满着的假设称为连续介质假设。 应该指出，有了此假设才能把一个微 观问题化成宏观问题，且数学上容易 处理。实验和经验也表明在一般情况 下这个假设总是成立的。
第 10 章 流体力学
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
另外，由于流 线的切线表示流 体内微粒运动的 方向，所以流线 永远不会相交， 因为如果流线在 空间某处相交就 表示流体中的微 粒经过该点时同 时具有两个不同 的速度，这当然 是不可能的。
在流体内部取一微小的封闭曲 线，通过曲线上各点的流线所围成 的细管就称为流管。如图(b)所示。
10.1.3 压缩性 流体质点的体积或密度在受到一定压力 或温度差的条件下可以改变，这个性质称为 压缩性。真实流体都是可以压缩的。它的压 缩程度依赖子流体的性质及外界的条件。液 体在通常的压力或温度下，压缩性很小。因 此在一般情形下液体可以近似地看成是不可 压缩的。
§10.2 描写流体运动的两种方法
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
描述场的几何 方法是引入所谓的 场线，就像静电场 这样规定的： 流线为流体内的一条连续的有向曲线，流线上每一 点的切线方向代表流体内微粒经过该点时的速度方向。 图 (a) 给出了几种常见的流线。
流体力学研究流体（气体与液体）的宏观运动与平 衡，它以流体宏观模型作为基本假说。 显然，流体的运动取决于每个粒子的运动，但若求 解每个粒子的运动即不可能也无必要。对于宏观问题， 必须在微观与宏观之间建立一座桥梁。 流体宏观模型认为流体是由无数流体元（或称流体 微团）连续地组成的（即连续介质）。所谓流体元指的 是这样的小块流体：它的大小与放置在流体中的实物比 较是微不足道的，但比分子的平均自由程却要大得多， 它包含足够多的分子，能施行统计平均求出宏观参量， 少数分子出入于流体元不会影响稳定的平均值。
变数 t； a，b，c 称为拉格朗日变数。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
r = r (t ; a , b , c )
在上式中，如果固定 a，b，c 而令 t 改 变，则得某一流体质点的运动规律，该流体 质点的运动轨迹称为迹线。如果固定时间 t 而令 a，b，c 改变，则上式表示某一时刻不 同流体质点的位置分布函数。应该指出，在 拉格朗日观点中，矢径函数 r 的定义区域不 是场，因为它不是空间坐标的函数，而是质 点标号的函数。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
我们约定采用 a，b，c 三个数的组合来区别流体质 点，不同的 a，b，c 代表不同的质点，于是流体质点的 运动规律可表为下列矢量形式：
r = r (t ; a , b , c )
其中 r 是流体质点的矢径。在直角坐标系中，有分量式：
⎧ x = x(t ; a, b, c) ⎪ ⎨ y = y (t ; a, b, c) ⎪ z = z (t ; a, b, c) ⎩
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
由于流线不会 相交，因此流管 内、外的流体都 不具有穿过流管 的速度，也就是 说流管内部的流 体不能流到流管 外面，流管外的 流体也不能流入 流管内。
流线的方程：
dx dy dz = = ux u y uz
10.2.2 欧拉方法（当地法）
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
同样可以得到确定流体质点的加速度：
∂ 2 r ∂ 2 r (t ; a, b, c) u= 2 = ∂t ∂t 2
其分量式为：
⎧ ∂u x ∂ 2 x(t ; a, b, c) = ⎪u x = ∂t ∂t 2 ⎪ ∂u y ∂ 2 y (t ; a, b, c) ⎪ = ⎨u y = ∂t ∂t 2 ⎪ ⎪ ∂u z ∂ 2 z (t ; a, b, c) = ⎪u z = ∂t ∂t 2 ⎩
§10.1 流体的基本性质
10.1.1 易流动性 10.1.2 粘性 10.1.3 压缩性
10.1.1 易流动性 流体在静止时不能承受切向应力，不管多小的切 向应力，都会引起其中各流体元彼此间的相对位移， 而且取消力的作用后，流体元之间并不恢复其原有 位置。正是流体的这一基本特性使它能同刚体和弹 性体区别开来。刚体和弹性体也是连续介质，但是 刚体中质点之间的相互距离不论其上作用的外力如 何将保持不变；而在弹性体中，当作用力在数值上 达到某一界限时，系统中各点间的相互距离可以改 变，但消除了力的作用之后，各点相互关系又恢复 原有状态。相反地，流体能够有任意大的变形。因 此流体在静止时只有法应力而没有切应力。流体的 这个宏观性质称为易流动性。
10.1.2 粘性 除了粘性外，流体还有热传导及扩散等性 质。 流体的宏观性质，扩散，粘性，热传导等 是分子输运性质的统计平均。由于分子的不规 则运动，在各层流体间将交换着质量，动量和 能量，使不同流体层内的平均物理量均匀化， 这种性质称为分子运动的输运性质。质量输运 在宏观上表现为扩散现象，动量输运表现为粘 性现象，能量输运则表现为热传导现象。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
由于上式确定的速度函数是定义在空间点上的， 它们是空间点坐标 x, y, z 的函数，所以我们研究的是 场，如速度场等。因此当我们采用欧拉观点描述运动 时，就可以利用场论的知识。若场内函数不依赖矢径 r 则称之为均匀场，反之称之为非均匀场；若场内函 数不依赖时间则称为定常场，反之称为非定常场。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法） r = r (t ; a , b , c )
∂r ∂r (t ; a, b, c) u= = ∂t ∂t ∂ 2 r ∂ 2 r (t ; a, b, c) u= 2 = ∂t 2 ∂t
在以上各式中，如给 a，b，c 以不 同的值而令 t 不变，则得到在确定时刻 t 流体质点的位置、速度和加速度分布； 特别是，当 t = t0 而 a，b，c 可以改变， 则得各流体质点的起始位置、速度和加 速度分布。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
欧拉方法不直接考虑个别流体质点如何运动，而 是用场的观点研究流体运动。它只集中注意力于那些 发生在空间给定点的流动情况；对于流体质点从什么 地方和如何在给定时刻达到这一点，经过这点以后又 会运行到别的什么地方和怎样运行到那些地方的，这 一切问题从欧拉方法观点看来并不是基本的。这样， 欧拉方法是把空间某一固定点 (x, y, z) 的流体质点的速 度当作时间的函数来研究的；显然，这个速度也是坐 标 (x, y, z) 的函数。因此，
这样在给定时刻经过空间中指定点的流体质点的加速度是由在该点的速度矢量的改变局部的改变与流体质点运行时的速度矢量的改变迁移的改变之和来决1022欧拉方法当地法上述将随体微商分解为局部微商和随流微商的方法可以推广到与流体质点个别运动相联系的任何其它的时间与坐标的函数标量矢量或张量
杨维纮
第 10 章 流体力学
10.2.1 10.2.2 10.2.3 拉格朗日方法（随体法） 欧拉方法（当地法） 两种方法的相互转换
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
在拉格朗日方法中，注意的中心即着眼点是流体 质点，确定所有流体质点的运动规律，即它们的位置 随时间变化的规律。十分明显，如果知道了所有流体 质点的运动规律，那么整个流体运动的状况也就清楚 了。 现在我们将描写运动的观点和方法用数学式子表达 出来，为此首先必须用某种数学方法区别不同的流体 质点。通常利用初始时刻流体质点的坐标作为区分不 同流体质点的标志。设初始时刻 t = t0 时，流体质点的 坐标是 a，b，c，它可以是曲线坐标，也可以是直角 坐标，重要的是给流体质点以标号而不在于采取什么 具体的方式。
10.2.1 拉格朗日方法（随体法）
r = r (t ; a , b , c )
为了得到确定流体质点的速度, 只要将上式对时间 t 微分而把起始坐标 a，b，c 当作常数就可以了，即
∂r ∂r (t ; a, b, c) u= = ∂t ∂t
其分量式为：
∂x ∂x(t ; a, b, c) ⎧ ⎪u x = ∂t = ∂t ⎪ ∂y ∂y (t ; a, b, c) ⎪ uy = = ⎨ ∂t ∂t ⎪ ∂z ∂z (t ; a, b, c) ⎪ ⎪u z = ∂t = ∂t ⎩
dt = ∂t + ∂x dt + ∂y dt + ∂z dt
dx dy dz = ux = uy = uz dt dt dt 故有 du = ∂u + ∂u u + ∂u u + ∂u u = ∂u + (u ⋅ ∇)u x y z dt ∂t ∂x ∂y ∂z ∂t
第 10 章 流体力学
另一方面，对于进行统计平均的时间也应选得 足够大，使得在这段时间内，微观的性质，例如分 子间的碰撞等已进行了许多次，在这段时间内进行 统计平均能够得到稳定的数值。于是，从统计物理 中得知，分子的物理量（质量、速度、动量和能量） 经过统计平均后变成了流体元的质量，速度，压力 和温度等宏观物理量，分子质量、动量和能量等输 运过程，经过统计平均后表现为扩散，粘性，热传 导等宏观性质。
10.1.2 粘性
流体在静止时虽不能承受切应力，但在运动时，对 相邻两层流体间的相对运动即相对滑动速度是有抵抗的， 这种抵抗力称为粘性应力，流体所具有的这种抵抗两层 流体相对滑动的性质称为粘性，粘性大小依赖于流体的 性质，并显著地随温度而变化。实验表明，粘性应力的 大小与粘性及相对速度成正比。 当流体的粘性较小，运动的相对速度也不大时，所 产生的粘性应力比起其它类型的力（如惯性力）可忽略 不计。此时，我们可以近似地把流体看成是无粘性的， 这样的流体称为理想流体。十分明显，理想流体对于切 向变形没有任何抗拒能力。这样对于粘性而言，我们可 以将流体分成理想流体和粘性流体两大类。应该强调指 出，真正的理想流体在客观实际中是不存在的。它只是 客观流体在某种条件下的一种近似模型。
u = u (t ; r )
10.2.2 欧拉方法（当地法）
其分量为
⎧u x = u x (t ; x, y, z ) ⎪ ⎨u y = u y (t ; x, y, z ) ⎪ ⎩u z = u z (t ; x, y, z )
变数 t； x, y, z 称为欧拉变数。如果在上式中把 t 当作可 变的，而把 x, y, z 当作常数，则对不同的 t 我们得到不同 时刻经过空间中确定点的不同流体质点的速度；而如把 t 当作常数， x, y, z 当作变数，则可得到对于确定时刻空 间中流体质点的速度分布。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
一般情况下空 间各点的流速随 时间 t 变化，因此 流线也是随时间 变化的。由于流 线分布与一定的 瞬时相对应(参见 图 (c) )，所以在 一般情况下，流 线并不代表流体 中微粒运动的轨 迹。
只有在稳定流动中，流线不随时 间变化，此时流线才表示流体中微 粒实际经过的轨迹。只有此时流线 才与迹线重合。
称为局部微商（或当地微商）。
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
另一方面，可以提出关于计算在给定时刻经过空 间中 x, y, z 点的流体质点的加速度问题。在此情形， 坐标 x, y, z 就应视为可变的，因为在无限小的时间间 隔 dt 中，所考虑的流体质点正在从 x, y, z 点进入到新 位置。由于运动点本身的坐标 x, y, z 是时间 t 的函数， 因此上式对时间微分便得到流体质点加速度的下列表 示式： du ∂u ∂u dx ∂u dy ∂u dz
u = u (t ; r )
当过渡到推演流体质点的加速度时，我们要从两个 不同观点来考虑这个问题。如果我们的兴趣是在这样 的问题上：即当不同流体质点经过空间中给定点时， 该点的速度怎样随时间变化？那么为了回答这个问题， 只要把上式对时间微分并设 x, y, z 为常数就可以了。 这时得到的偏微分：
∂u ∂u x ∂u y ∂u z ; ; ; ∂t ∂t ∂t ∂t
第 10 章 流体力学
上述微观上充分大、宏观上充分小 的流体元称为流体质点，将流体运动 的空间看作是由流体质点连续地无空 隙地充满着的假设称为连续介质假设。 应该指出，有了此假设才能把一个微 观问题化成宏观问题，且数学上容易 处理。实验和经验也表明在一般情况 下这个假设总是成立的。
第 10 章 流体力学
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
另外，由于流 线的切线表示流 体内微粒运动的 方向，所以流线 永远不会相交， 因为如果流线在 空间某处相交就 表示流体中的微 粒经过该点时同 时具有两个不同 的速度，这当然 是不可能的。
在流体内部取一微小的封闭曲 线，通过曲线上各点的流线所围成 的细管就称为流管。如图(b)所示。
10.1.3 压缩性 流体质点的体积或密度在受到一定压力 或温度差的条件下可以改变，这个性质称为 压缩性。真实流体都是可以压缩的。它的压 缩程度依赖子流体的性质及外界的条件。液 体在通常的压力或温度下，压缩性很小。因 此在一般情形下液体可以近似地看成是不可 压缩的。
§10.2 描写流体运动的两种方法
10.2.2 欧拉方法（当地法）
u = u (t ; r )
描述场的几何 方法是引入所谓的 场线，就像静电场 这样规定的： 流线为流体内的一条连续的有向曲线，流线上每一 点的切线方向代表流体内微粒经过该点时的速度方向。 图 (a) 给出了几种常见的流线。