流体力学第七章不可压缩流体动力学基础

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重庆大学853流体力学考点勾画

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重庆大学2022年城市建设与环境学院《流体力学》考研大纲第一章绪论:表面张力不考。

流体的内摩擦阻力计算题要考。

第二章流体静力学:浮体,潜体不考,本章的一些证明不考(如压强公式的证明)第三章*(重点章)一元流体动力学:1、考试重点章节,动量方程为重点。

2、水头线不考,气体部分的总压线和全压线不考。

气体能量方程(供暖,供热,供燃气,通风及空调工程考)。

3、恒定平面势流问题:关于应力和应变率的关系不考,关于微团的流动只需了解,需知道液体微团运动的意义,恒定平面势流中势流的叠加不考,流函数,势函数的关系重点(必考)。

4、不可压缩流体运动微分方程:方程的意义要会写,紊流的基本方程,要知道平均值,切应力如何产生要知道。

第四章流动阻力的能量损失:1、只考普朗特假设,粗糙雷诺数,层流底层厚度,局部阻碍相互干扰要了解比较透彻。

水击不考。

2、切应力计算公式(层流圆管切应力τ)需了解,紊流运动中了解概念,普朗特假设不考。

3、绕流阻力:什么叫绕流阻力,如何产生的?边界层分离的概念要考。

第五章孔口,管嘴,管路闸孔:计算一般不考(非重点,但需了解)1、孔口,管嘴环状管网,闸孔不考,但枝状管网,串,并联要考。

2、管网的水力计算:环状管网的水力计算不考,枝状管网需了解。

3、堰流、闸孔出流不考,水击不考。

4、气孔射流(稳定射流)计算不考,概念要考(如什么叫质量流速)。

第六章射流与扩散:重点掌握射流特征,其余不考。

1、射流计算不考(市政工程,供暖,供热,供燃气,通风及空调工程不用看射流,其他专业要了解它的概念)。

扩散不用看。

第七章不可压缩流体动力基础:1、微团运动不考,但微团的运动分为平动和转动和变形运动要记牢。

应力表示的运动方程不考,应力不考,应变率不考第八章绕流,平面势流*(重点章):涡流运动的性质不考。

掌握判断势流的叠加,流函数和势函数必考计算题。

差分法不考。

第九章气体动力基础(除供暖,供热,供燃气,通风及空调工程,其他专业不用看):等温管路不考,绝热管路不考,只考可压缩气体方程。

流体力学基础知识

流体力学基础知识

第一章,绪论1、质量力:质量力是作用在流体的每一个质点上的力。

其单位是牛顿,N。

单位质量力:没在流体中M点附近取质量为d m的微团,其体积为d v,作用于该微团的质量力为dF,则称极限lim(dv→M)dF/dm=f,为作用于M点的单位质量的质量力,简称单位质量力。

其单位是N/kg。

2、表面力:表面力是作用在所考虑的或大或小得流体系统(或称分离体)表面上的力。

3、容重:密度ρ和重力加速度g的乘积ρg称容重,用符号γ表示。

4、动力黏度μ:它表示单位速度梯度作用下的切应力,反映了黏滞性的动力性质。

其单位为N/(㎡·s),以符号Pa·s表示。

运动黏度ν:是单位速度梯度作用下的切应力对单位体积质量作用产生的阻力加速度。

国际单位制单位㎡/s。

动力黏度μ与运动黏度ν的关系:μ=ν·ρ。

5、表面张力:由于分子间的吸引力,在液体的自由表面上能够承受的极其微小的张力称为表面张力。

毛细管现象:由于表面张力的作用,如果把两端开口的玻璃细管竖立在液体中,液体就会在细管中上升或下降h高度的现象称为毛细管现象。

6、流体的三个力学模型:①“连续介质”模型;②无黏性流体模型;③不可压缩流体模型。

(P12,还需看看书,了解什么是以上三种模型!)。

第二章、流体静力学1、流体静压强的两个特性:①其方向必然是沿着作用面的内法线方向;②其大小只与位置有关,与方向无关。

2、a流体静压强的基本方程式:①P=Po+rh,式中P指液体内某点的压强,Pa(N/㎡);Po指液面气体压强,Pa(N/㎡);r指液体的容重,N/m³;h指某点在液面下的深度,m;②Z+P/r=C(常数),式中Z指某点位置相对于基准面的高度,称位置水头;P/r指某点在压强作用下沿测压管所能上升的高度,称压强水头。

两水头中的压强P必须采用相对压强表示。

b流体静压强的分布规律的适用条件:只适用于静止、同种、连续液体。

3、静止均质流体的水平面是等压面;静止非均质流体(各种密度不完全相同的流体——非均质流体)的水平面是等压面,等密度和等温面。

不可压缩粘性流体动力学基础_OK

不可压缩粘性流体动力学基础_OK

uz y
u y z
zx
xz
1 ux 2 z
uz x
(7—3)
14
江汉大学化环学院
流体力学与流体机械
综上所述,可写出表示流体微团运动的基本形式如下:
表示平移的平移速度:u x、u、y u。z
表示线变形的线变形速度(又称线变率):
x
u x x
y
u y y
z
u z y
表示角变形的角变形速度(又称角变率):
一、流体微团(Material Elements of Fluid) 流体微团是由大量的流体质点所组成的一个微小质团,它
具有微小的体积,是研究流体运动的一个基本单元。
4
江汉大学化环学院
流体力学与流体机械
流体微团的尺度在微观上足够大,大到能包含大量的 分子,使得在统计平均后能得到其物理量的确定值,质 点的尺度在宏观上又足够小,远小于所研究问题的特征 尺度,使得其平均物理量可看成是均匀的;而且可以把 流体微团看成是几何上的一个点。
dx dy dz
x y z
21
江汉大学化环学院
流体力学与流体机械
在给定瞬时,在漩涡场中任取一个不是涡线的封闭曲线, 通过这条曲线上每一点作一根涡线,这些涡线就构成一个管 状曲面,称为涡管(Vortex Tube);涡管中充满着作旋涡运 动的流体,称为涡束,或称为元涡(Vortex Filament)。 涡通量(Vortex Flux)或旋涡强度(Intensity of Vorticity),以 J表示。元涡的涡通量为微元涡的断面积和速度涡量(简称涡 量)的乘积,即
y
ux d yd t y
D
C
C
uy
u y y
dy

流体力学(热能)第5章 不可压缩流体动力学基础概要

流体力学(热能)第5章 不可压缩流体动力学基础概要
u z u y x y z
x
y
u x u z z x
y
涡量场
z
x 2 x, y, z, t
z
u y

u x y
2、涡量连续性微分方程
u ( u ) 0
x y z 0 x y z
三、亥姆霍兹速度分解定理 (了解) 设流体微团内某点M0(x,y,z),速度为u 、 u y0 x0 则邻边M0的另一点M (x+dx,y+dy,z+dz)的速度为
uz0 、

u x u x 0 dux u y u y 0 duy
uz0 u x0
M0
M
u z u z 0 duz 展开 dux …….,变换整理得
u y0
ux ux0 z dy y dz x dx z dy y dz u y u y 0 x dz z dx y dy x dz z dx uz uz 0 y dx x dy z dz y dx x dy
s x y z
u z u y u y u x u x u z dydz dxdy dzdx A y z z x x y

dA dA dA dA
线变形、
变形运动 角变形 B A E D dx uy M ux F C dy
二、运动分析
以二元流动的情况为例,研究几种 基本运动形式的速度表达式。 如图,方形流动微团
各侧边中点A、B、C、D的流速分量分别为 M
ux

流体力学第七章(旋转流体动力学)

流体力学第七章(旋转流体动力学)

特征长度尺度:
L
特征速度尺度:
U
特征时间尺度:
T
重力加速度特征量:
g
密度特征量:
0
旋转参考系的自转角速度特征量:
.
17
特征压力差可以取两种不同的尺度:
0U2、02L2
考虑到讨论 U/L 1的极限情形,通常选取最大 有效尺度 02L2 作为压力差的尺度。
.
18
二、旋转流体运动的无量纲方程
d d V trg r 1 p 2V r2 k rV r
d a V radV r r r r rV r r r r
d t
d t
da V radV r2 r V r r( rr r) dt dt
.
10
da V radV r2 r V r r( rr r)
dt dt
r ( r r r ) r ( r R r ) 2 R r
R
R e特 特征 征粘 惯 U U 性 性 2/L /2L 力 力 U L
Ek R 0 Re
.
23
3.旋转流体的弗雷德数
F r旋重 转力 惯 ( L 性 g )2/L力 g 2L
反映了旋转流体中旋转作用和重力作用的相对重要性
第七章 旋转流体动力学
前面讨论的流体运动,是在惯性坐标系下进行的,并没有 考虑地球的旋转效应。
地球自身以一定速度自转,而地球的旋转效应,将会对地 球大气、海洋等流体的运动产生很显著的影响。
假设考虑流体运动的参考系,本身是以一定的角速度绕轴 转动的;那么,这种参考系称为旋转参考系,而相对于旋转参 考系的流体运动则称之为旋转流体运动。大多数的地球物理流 体力学所关心的大量问题均属于旋转流体动力学问题。

第七章不可压缩流体动力学基础

第七章不可压缩流体动力学基础

在个方向上都是 相同的可得
yz
zy
vz y
v y z
2

x
zx
xz
vx
z
vz x

2 y
流体力学
二、法应力和线变形速度的关系
在粘性流体中,由于粘性的影响,流体微团除发生角变形以外,同时也 发生线变形(对不可压缩流体推导的结果如下)。
pxx
p
2
vx x
p yy
p 2
v y y状态
流体力学
二、以应力表示的运动微分方程
第一个下标表示 应力所在平面的 法线方向。
第二个下标 表示应力本 身的方向。
pxx
dy
dz
xz xy
fz
zx
yx
yx
y
fy fx
zx dz
z
dy xz
xypxxxzdxxxypdxxxx
x
dx
yx
dx
流体力学
流体力学
第七节 理想流体的运动微分方程及其积分
一、运动微分方程 当流体为理想流体时,运动黏度
,N-S方程简化为:
fx
1
p x
dvx dt
fy
1
p y
dv y dt
fz
1
p z
dvz dt
流体力学
将加速度的表达式代入
fx
1
p x
v x t
vx
vx x
vy
v x y
vz
vx z
fy
vds
v d s (vxdx vydy vzdz)
速度环量是一代数量,它的正负与速度的方向和线积分 的绕行方向有关。对非定常流动,速度环量是一个瞬时的概 念,应根据同一瞬时曲线上各点的速度计算.

《流体力学》 第七章 不可压缩粘性流体的流动

《流体力学》 第七章 不可压缩粘性流体的流动

应力与应变的关系--------本构关系
du
dy
对照牛顿实验
pyx
斯托克斯假设
(1). 应力与变形速率之间为线性关系(小变 形(各向同性假设) (3). 趋于零时, 应力状态退化为理想流体 的应力状态(当流体处于静止状态时,符合 静止流体的应力特征)
pyz pzy
pzx pxz
pyx
p y x y
dy 2
pyy

p y y y
dy 2
pxx

pxx x
dx 2
pxy

pxy x
dx 2
y x
pxx

pxx x
dx 2
pxy

pxy x
dx 2
pyx

p y x y
dy 2
pyy

p y y y
dy 2

p y x y

pzx z
)
将pxx pyx pzx 的表达式代入, 设不可压, 则有
同理有
ax

fx

1

p x


(
2u x 2

2u y 2

2u z 2
)
ay

fy

1

p y


(
2v x 2

2v y 2

2v z 2 )
az

fz

1

p z
pzz

p

2
w z
相 加
1 3
(
pxx

pyy

流体力学第七章不可压缩流体动力学基础

流体力学第七章不可压缩流体动力学基础

第七章不可压缩流体动力学基础在询面的章节中,我们学习了理想流体和粘性流体的流动分析,按照水力学的 观点,求得平均量。

但是,很多问题需要求得更加详细的信息,如流速、压强等 流动参数在二个或三个坐标轴方向上的分布情况。

本章的容介绍流体运动的基本 规律、基本方程、定解条件和解决流体问题的基本方法。

第一节流体微团的运动分析运动方式:①移动或单纯的位移(平移)②旋转③线性变形④角变形。

位移 和旋转可以完全比拟于刚体运动,至于线性变形和脚变形有时统称为变形运动则 是基于液体的易流动性而特有的运动形式,在刚体是没有的。

在直角坐标系中取微小立方体进行研究。

(b)谥.A n(d)一. 平移:如果图(a )所示的基体各角点的质点速度向量完全相同时,则构成(c)A B(a)A了液体基体的单纯位移,其移动速度为心、®、“,。

基体在运动中可能沿直线也 可能沿曲线运动,但其方位与形状都和原来一样(立方基体各边的长度保持不 变)。

二、 线变形:从图(b )中可以看出,由于沿y 轴的速度分量,B 点和C 点都比 A 点和D 点大了竺如 而比就代表〃y = l 时液体基体运动时,在单位时间沿勿dyy 轴方向的伸长率。

du x °"、. du : dxdydz三、 角变形(角变形速度)—BIA ■ dp -------------------------------- Jda-0 = dp + 00 =J"些+些k dz. dx四、旋转(旋转角速度)1O = —0 =—21勿du vdx—dx角变形:血 A那么,代入欧拉加速度表达式,得:du r du Tdu r八 八5=说=古叫 云+"卑+"0+-叭巴加、6仇 du Ya v = ----- = — + u v ---------- + U.0, +ii t a ). -iLCoydt dt dy “'2 …加.du diL q 。

工程流体力学第七章 理想不可压缩流体的有旋流动和无旋流动讲解

工程流体力学第七章  理想不可压缩流体的有旋流动和无旋流动讲解
式的连续性方程

x
vx


y
v y

z
vz



t
0

(v) 0
t
连续性方程表示了单位时间内控制体内流体质量的增量等于流体在控
制体表面上的净通量。它适用于理想流体和粘性流体、定常流动和非定常
流动。
在定常流动中,由于 0 t
x

0
对于不可压缩流体 vr 1 v vz vr 0
r r z r
式中 r 为极径; 为极角
球坐标系中的表示式为:
1 (vrr 2 ) 1 (v sin ) 1 v 0
t r 2 r
r sin
r sin
在某流场O点邻近的任意点A上的速度可以分成三个部分: 分别为与O点相同的平移速度(平移运动);绕O点转动在A点 引起的速度(旋转运动);由于变形(包括线变形和角变形) 在A点引起的速度(变形运动)。
第三节 有旋流动和无旋流动
根据流体微团在流动中是否旋转,可将流体的流动分为两 类:有旋流动和无旋流动。

vx y





2 x

2 y


2 z
前面在流体微团的分析中,已给出E点的速度为 :
vxE

vx

vx x
dx

vx y
dy

vx z
dz

v yE

vy

vy x
dx
vy y
dy

vy z
dz

vzE

西北工大875流体力学讲义7-第七章 粘性流体动力学基础

西北工大875流体力学讲义7-第七章 粘性流体动力学基础

西北工大875流体力学讲义 第七章 粘性流体动力学基础第一节 粘性流体运动的基本方程采用流体力学微元体平衡分析方法可以推导出粘性流体运动的基本方程组,该方法可参考本书的第二章和第三章。

本节将直接由两大守恒定律(质量守恒定律和动量守恒定律)来建立控制流体运动的基本方程组。

首先需要给出空间某点物理量的随体时间导数表达式、雷诺输运方程以及本构关系。

一、随体导数描述流体运动规律有拉格朗日和欧拉两种基本方法。

拉格朗日法着眼于确定的流体质点,观察它的位置随时间的变化规律。

欧拉法着眼于从空间坐标去研究流体流动,它的描述对象是流场。

随体导数的物理意义是:将流体质点物理量q 的拉格朗日变化率以欧拉导数的形式表示出来。

随体时间导数的数学表达式为:()q V tqdt dq ∇⋅+= ∂∂(7-1)式中右边第一项代表由时间的变化所引起的变化率,也就是由于场的时间不定性所造成的变化率,叫做当地导数。

第二项代表假定时间不变时,流体质点在流场中的位置变化所引起的变化率。

这是由于场的不均匀性造成的,叫做迁移导数。

二、雷诺输运方程雷诺输运方程描述了积分形式的拉格朗日法和欧拉法的时间导数的变换关系。

设封闭系统在t 时刻占有体积()t Ω,如图7-1所示。

其中关于物理量q 的总量的随体时间导数有图7-1 封闭系统输运示意图()()()⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⋅+Ω=ΩΩΩt S t t dS n V q d t qd q dt d ∂∂ (7-2)其中()t S 为封闭体积的曲面,n为曲面的法向向量。

上式表明:封闭系统中,某物理量总和的随体导数等于该瞬间与该系统重合的控制域中该物理量总和的当地时间导数(非定常效应)和通过控制面流出的该物理量的流量(对流效应)之和,此即为流体的雷诺输运方程。

用广义的高斯公式将面积分转换成体积分,上式也可以写成()()()Ω∂∂ΩΩΩd V q tqd q dt d t t ⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎥⎦⎤⎢⎣⎡⋅∇+=(7-3)三、连续方程连续性方程反映了流体在运动过程中必须满足质量守恒定律。

《流体力学》第七章不可压缩流体动力学基础分解

《流体力学》第七章不可压缩流体动力学基础分解
✓对于有旋流动,其流动空间既是速度场,又 是涡量场,涡量场中的涡线,涡管,涡通量分 别与流速场中的流线,流管和流量的概念相对 应而涡线方程和涡通量方程分别与流线方程和 元流连续性方程相对应。
通常涡通量是利用速度环量这个概念来计算 的。
在流场中任取一封闭曲线s,则流速沿曲线s 的积分称为曲线s上的速度环量。
F B
F’
B’
B
F
B’ B’’ F’ F’’ C’’
C’’
A
M
A’’
C= A
A’
C’
MC
+ A’
A’’
D’’
C’
yE E’’
D
D’’
(a)
D
E
D’
E’
(b)
D’ E’’ E’
(c)
0
x
图7-2 流体徽团的旋转运动和变形运动
对于三元流动,可得流体微团旋转角速度分量为:
X
1 (uz 2 y
uy ) z
第七章 不可压缩流体动力学基础
许多实际流体的流动差不多都是空间的 流动。
流体的三元流动。
本章的主要内容是有关流体运动的基本 概念和基本原理,以及描述不可压缩流 体流动的基本方程和定解条件。
第一节 流体微团运动的分析
刚体的运动: 平移和旋转
流体的运动: 平移、旋转、变形(线变 A 形和角变形)
uds
s
s uxdx uydy uzdz
规定积分沿s逆时针方向绕行为 s的正方向
斯托克斯定理
沿任意封闭曲线s的速度环量等于通过 以该曲线为边界的曲面A的涡通量。
汤姆逊定理
s J A
在理想流体的涡量场中,如果质量力具有 单值的势函数,那么,沿由流体质点所组 成的封闭曲线的速度环量不随时间而变。

流体力学教学资料 3

流体力学教学资料 3

V2 V1
V3
V4
设 ds =dxi+dyj+dzk 为流线上 A 点的一微元弧长
V = ui+vj+wk 为流体质点在 A 点的流速。
V A ds
速度矢量 V 与微元弧长 ds 相平行,所以
dx dy dz u(x, y, z,t) v(x, y, z,t) w(x, y, z,t)
对应分量成比例
相续通过流场同一空间点的流体质点所连成的曲线又 称为脉线。
在实验中经常通过在水流中的一些特定点连续注入染 色液体或者在气流中的特定点连续施放烟气的方式来演示 流场,染色液体或者烟气所形成的曲线是脉线。
在定常流动中,通过同一空间点的所有流体质点具有 相同的运动轨迹,而且它们沿着流线行进,所以染色线或 者烟线同时也是流线和迹线。在非定常流动中,脉线与流 线和迹线都不重合,所以此时不能把染色线或烟线当成流 线和迹线。
(8,6)
x
解: u=Vcos=3 x2 y2
=3x
x2 y2
x
v=3y
ax=u/t+uu/x+vu/y=0+3x·3+3y·0=9x=72m/s2 ay= v/t+uv/x+vv/y=0+3y·0+3y·3=9y=54m/s2
a ax2 ay2 722 542 90m / s2

rr
3.积分形式的连续性方程
对控制体内的质量变化和通过控制面的质量流量用积分表 达,这样就得到积分形式的连续性方程:
ρ t

dx dy xt yt
dz 0
积分后得到:
ln x t ln y t ln C1
z C2

(完整版)流体力学选择题精选题库

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(完整版)流体力学选择题精选题库《流体力学》选择题库第一章绪论1.与牛顿内摩擦定律有关的因素是:A、压强、速度和粘度;B、流体的粘度、切应力与角变形率;C、切应力、温度、粘度和速度;D、压强、粘度和角变形。

2.在研究流体运动时,按照是否考虑流体的粘性,可将流体分为:A、牛顿流体及非牛顿流体;B、可压缩流体与不可压缩流体;C、均质流体与非均质流体;D、理想流体与实际流体。

3.下面四种有关流体的质量和重量的说法,正确而严格的说法是。

A、流体的质量和重量不随位置而变化;B、流体的质量和重量随位置而变化;C、流体的质量随位置变化,而重量不变;D、流体的质量不随位置变化,而重量随位置变化。

4.流体是一种物质。

A、不断膨胀直到充满容器的;B、实际上是不可压缩的;C、不能承受剪切力的;D、在任一剪切力的作用下不能保持静止的。

5.流体的切应力。

A、当流体处于静止状态时不会产生;B、当流体处于静止状态时,由于内聚力,可以产生;C、仅仅取决于分子的动量交换;D、仅仅取决于内聚力。

6.A、静止液体的动力粘度为0;B、静止液体的运动粘度为0;C、静止液体受到的切应力为0;D、静止液体受到的压应力为0。

7.理想液体的特征是A、粘度为常数B、无粘性C、不可压缩D、符合RT=。

pρ8.水力学中,单位质量力是指作用在单位_____液体上的质量力。

A、面积B、体积C、质量D、重量9.单位质量力的量纲是A、L*T-2B、M*L2*TC、M*L*T(-2)D、L(-1)*T10.单位体积液体的重量称为液体的______,其单位。

A、容重N/m2B、容重N/M3C、密度kg/m3D、密度N/m311.不同的液体其粘滞性_____,同一种液体的粘滞性具有随温度______而降低的特性。

A、相同降低B、相同升高C、不同降低D、不同升高12.液体黏度随温度的升高而____,气体黏度随温度的升高而_____。

B、增大,减小;C、减小,不变;D、减小,减小13.运动粘滞系数的量纲是:A、L/T2B、L/T3C、L2/TD、L3/T14.动力粘滞系数的单位是:A、N*s/mB、N*s/m2C、m2/sD、m/s15.下列说法正确的是:A、液体不能承受拉力,也不能承受压力。

《流体力学导论》第七章(第一、二讲)+黏性流动-2015.12.24-26

《流体力学导论》第七章(第一、二讲)+黏性流动-2015.12.24-26

1) 不可压缩流体 2) 均质流体 3) 因为粘性系数主要 随温度改变而改变,当 温度的空间分布变化不 大时,可以把粘性系数 看作常数。
Cv
dT 1 1 k 2T dt
2 2 Sij
1. 控制方程
1.1 控制方程及定解条件
(1) 初始条件
V V ( x, y, z;0), p p( x, y, z;0), T T ( x, y, z;0)
V 0 V 1 2 t (V )V p V f
p ui 1 1 T uj k q t x j xi xi xi 0 d dT d dT Cv dt t dt T dt dt
u ( y, t ) f ( y, t , ) , U
u U df , t 2 t d

y 2 t
2u U d 2 f 2 y 4 t d 2
u U df , y 2 t d
f ( ) 2 f ( ) 0
边界条件:
f (0) 1, f () 0
3. 非定常平行剪切流动 自由表面的瞬时变化
3. 非定常平行剪切流动
3.1 斯托克斯(Stokes)第一问题
假设有一块无限大平板浸没在无界的静止流体中。突然,平板以速度U沿 其自身平面运动,且一直保持着这一速度。 求:平板起动后流体运动的演化过程。
y
U U
o u u( y, t ), v w 0, p const.
流体力学导论
Introduction of Fluid Mechanics
中国科学院大学工程科学学院
《流体力学导论》 第七章 粘性不可压缩流动

流体力学(热能)第5章 不可压缩流体动力学基础讲解

流体力学(热能)第5章 不可压缩流体动力学基础讲解

的下标表示发生角变形的所在平面的法线方向。
三、亥姆霍兹速度分解定理 (了解)
设流体微团内某点M0(x,y,z),速度为ux0 、u y0 、uz0 ,
则邻边M0的另一点M (x+dx,y+dy,z+dz)的速度为
ux ux0 dux uy uy0 duy
uz uz0 duz
了。
四、 N-S方程
把(7-5-1)式和(7-5-6)式代入(7-4-1)式,消去应力
ux
对不可压缩流体有 x
uy y

uz z
0
代入得
X

1

p x

(
2u x x 2

2u x y 2

2u x z 2
)

dux dt
Y

1

p y

(
2u y x 2
3 xx
yy
zz
(7-5-4)
(3)
p


1 3
(
pxx

pyy

pzz )

pt

2 3
( ux
x

u y y

uz z
)
(7-5-5)
式中, pxx 、 pyy 、 pzz表示法向应力,
p 表示压强,
pt 表示理想流体压强。
代入(7-5-4)
(4)
p xx


p

2
u x x
(2)
ur

2r
cos 2

1 r
u 2r sin 2
解: ur

七章不可压缩流体动力学基础-

七章不可压缩流体动力学基础-

二 涡通量和速度环量
1. பைடு நூலகம்通量
定义: 在微元涡管中,二倍角速度与涡管断面面积dA的
乘积称为微元涡管的涡通量(旋涡强度)dJ
dJ2dA
(2)
对任一微元面积dA而言,有
dJ2dA2ndA
对有限面积,则通过这一面积的涡通量应为
J 2AndA
(3)
2.速度环量
定义: 某一瞬时在流场中取任意闭曲线 l,在线上取一微 元线段 d l ,速度v 在d l 切线上的分量沿闭曲线 l 的线积分, 即为沿该闭合曲线的速度环量。
得到
dx dy dz
(1)
x y z
这就是涡线的微分方程。
2. 涡管 定义: 某一瞬时,在漩涡场中任取 一封闭曲线c(不是涡线),通过曲线 上每一点作涡线,这些涡线形成封 闭的管形曲面。 如果曲线c构成的是微小截面,那 么该涡管称为微元涡管。 横断涡管并与其中所有涡线垂直的 断面称为涡管断面,在微小断面 上,各点的旋转角速度相同。 3.涡束 涡管内充满着作旋转运动的流体称为涡束,微元涡管中 的涡束称为微元涡束。
dy,设顶点A坐标为(x,y),流速分量为u ,v。
利用泰勒级数展开且仅保留一阶小量,可得微团各顶点 的速度分量,
正四边形微团在经历了时间后将变成斜平 行四边形
1.正四边形微团ABCD在经历了 dt时间后将变成斜平行
四边形 A’B’C’D’(略,请参考书中证明过程)。 2.微团运动过程分解
1) 平移:正四边形流体微团作为一个整体平移到新的
u x u x 0 x z d y y d z x d x x x d y y x d z z
u y u y 0 x x d z z d x y d y y y d z z y d x x

《流体力学》第七章不可压缩流体动力学基础

《流体力学》第七章不可压缩流体动力学基础
r r r z 0



例7-6
第六节
纳维—斯托克斯方程
不可压缩粘性流体的运动微分方 程 2u x 2u x 2u x du x 1 p X ( 2 ) 2 2 x x y z dt
uy uy uy du y 1 p Y ( ) 2 2 2 y x y z dt
u d s ux dx u y dy uz dz
s s
规定积分沿s逆时针方向绕行为 s 的正方向
斯托克斯定理
沿任意封闭曲线s的速度环量等于通过 以该曲线为边界的曲面A的涡通量。
s J A
汤姆逊定理 在理想流体的涡量场中,如果质量力具有 单值的势函数,那么,沿由流体质点所组 成的封闭曲线的速度环量不随时间而变。
圆柱坐标系的纳维—斯托克斯方程:
Fr .F . Fz.r. .z.ur .u .u z
例7-7:利用N-S方程求圆管层流运动流速分布.
解:由于流动轴对称,采用柱坐标系如图,已知:
u z u(r , , z ), u ur 0
1 p u z 1 u z 1 u z u z Fz ( 2 2 2 ) 2 z r r r r z u z u z u u z u z ur uz t r r z

A

A
n
有旋运动的一个重要运动学性 质是:在同一瞬间,通过同一 涡管的各截面的涡通量相等。
A2
A3 A1

A1
n dA n dA
A2
1 A1 2 A2 对于微元涡管,可以近似认为各截 面上各点的涡量为常数,因此: 1 A1 2 A2
由于流体的旋转角速度不可能为无穷大,所 以涡管截面 不可能收缩为零,即涡管不可能在 流体内部开始或终止,而只能在流体中自行封 闭成涡环,或者终止于和开始于边界面。
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第七章不可压缩流体动力学基础在前面的章节中,我们学习了理想流体和粘性流体的流动分析,按照水力学的观点,求得平均量。

但是,很多问题需要求得更加详细的信息,如流速、压强等流动参数在二个或三个坐标轴方向上的分布情况。

本章的容介绍流体运动的基本规律、基本方程、定解条件和解决流体问题的基本方法。

第一节流体微团的运动分析运动方式:①移动或单纯的位移(平移)②旋转③线性变形④角变形。

位移和旋转可以完全比拟于刚体运动,至于线性变形和脚变形有时统称为变形运动则是基于液体的易流动性而特有的运动形式,在刚体是没有的。

在直角坐标系中取微小立方体进行研究。

一、平移:如果图(a)所示的基体各角点的质点速度向量完全相同时,则构成了液体基体的单纯位移,其移动速度为z y x u u u 、、。

基体在运动中可能沿直线也可能沿曲线运动,但其方位与形状都和原来一样(立方基体各边的长度保持不变)。

二、线变形:从图(b )中可以看出,由于沿y 轴的速度分量,B 点和C 点都比A 点和D 点大了dy yu y ∂∂,而yu y ∂∂就代表1=dy 时液体基体运动时,在单位时间沿y轴方向的伸长率。

x u x ∂∂,y u y ∂∂,zu z ∂∂ 三、角变形(角变形速度)dd dd DCABCDBAdt yu dy dt dy y u d x x ∂∂=⋅∂∂=α dt x udx dt dx x u d yy∂∂=⋅∂∂=β θβθα+=-d d 2βαθd d -=∴ 角变形: ⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂+∂∂=+=-=x u y u d d d y x z 212βαθαθ ⎪⎭⎫⎝⎛∂∂+∂∂=x u z u z x y 21θ⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂+∂∂=y u z u z y x 21θ 四、旋转(旋转角速度) ⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-∂∂=-=y u x u x y z 21θω⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-∂∂=z u y u y zx 21ω 即, ⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-∂∂=x u z u z x y 21ωzyxu u u z y x k ji ∂∂∂∂∂∂=21ω 那么,代入欧拉加速度表达式,得:z x x x x x x z y y z z y y y y y y y x z z x x z z z z z z z y x x y y x x y du u u u u u u u dt t xu u u u u u u u dt t y u u uu u u u u dt t z αθθωωαθθωωαθθωω∂∂⎫==++++-⎪∂∂⎪∂∂∂⎪==++++-⎬∂∂⎪⎪∂∂∂==++++-⎪∂∂⎭各项含义: (1) 平移速度(2)线变形运动所引起的速度增量 (3)(4)角变形运动所引起的速度增量 (5)(6)微团的旋转运动所产生的速度增量流体微团的运动可分解为平移运动,旋转运动,线变形运动和角变形运动之和。

——亥姆霍兹速度分解定理第二节 有旋运动 1、无涡流(势流)如在液体运动中,各涡流分量均等于零,即0===z y x ωωω,则称这种运动为无涡流。

当满足无涡流条件时,y z x z y x u u y z u u z x u u x y ∂⎫∂=⎪∂∂⎪∂∂⎪=⎬∂∂⎪∂⎪∂=⎪∂∂⎪⎭,满足柯西条件,就有:x y z u x u y u z ϕϕϕ⎫∂=⎪∂⎪∂⎪=⎬∂⎪⎪∂=⎪∂⎭存在。

ϕ即流速势。

满足此条件的流动(无涡流)就叫势流。

(下一章作详细介绍) 2、有涡流:如在液体运动中,涡流分量x ω、y ω及z ω中间的任一个或全部不等于零,则这样的液体运动就叫做旋流或有涡流。

自然界中的实际液体几乎都是这种有涡的流动。

涡线:流场中一些假想的线,在所讨论的瞬时,涡线上各个质点的涡旋向量都与此线在该点处相切。

y与流线同样的分析方法,得到涡线方程:zyxdzdydxωωω==涡量:设流体微团的旋转角速度为()t z y x ,,,ω,则k j i z y xΩ+Ω+Ω==Ωω2称为涡量,是与空间坐标和时间有关的矢量函数。

其中x Ω、y Ω和z Ω是涡量在x 、y 、z 坐标上的投影。

根据旋转角速度的定义,有:z u y u y z x ∂∂-∂∂=Ω xu z u zx y ∂∂-∂∂=Ω y u x u x y z ∂∂-∂∂=Ω 哈米尔顿算子是一矢量算子,k zj y i x∂∂+∂∂+∂∂=∇, 可知,⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-∂∂+⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂-∂∂+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂-∂∂=∂∂∂∂∂∂=⨯∇y u x u j x u z u i z u y u u u u z y x kj iu x y z x y z zy xu⨯∇=Ω那么,()0=⨯∇⋅∇=Ω⋅∇u就自然满足。

或者写成, 0=∂Ω∂+∂Ω∂+∂Ω∂zy x zy x 即涡量的定义使之自然满足涡量连续性微分方程。

例:已知某圆管(半径0r )中液体流动的流速分布为:()[]22204z y r J u x +-=μγ 0=y u 0=z u 试判断该流动是有涡流还是无涡流?并求涡线微分方程。

021=⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-∂∂=z u y u y z x ω z Jx u z u z x y ⋅-=⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂-∂∂=μγω421y Jy u x u x y z ⋅=⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂-∂∂=μγω421 所以,该流动是有涡流。

将上三式代入涡线微分方程,zyxdzdydxωωω==,得:y J dzz J dy μγμγ44=- 0=+zdz ydy 积分后,得到: C y z =+22涡线是和管轴同轴的同心圆。

涡管:在涡量场中任意画一封闭曲线,通过这条曲线上的每一点所做出的涡线构成一管状的曲面,称为涡管。

涡通量:设A 为涡量场中一开口曲面,微元面dA 的外法线单位向量为n,涡量在n方向上的投影为n Ω,则面积积分⎰⎰⎰Ω+Ω+Ω=Ω=⋅Ω=Az y x An Adxdy dzdx dydz dA A d J称为涡通量。

有旋运动的一个重要的运动学性质:在同一瞬间,通过同一涡管的各截面的涡通量相等。

证明:我们知道,根据涡量的定义,可以很容易知道,涡量自然满足涡量连续性微分方程,即:0=∂Ω∂+∂Ω∂+∂Ω∂zy x zy x ,对这个微分方程在任意封闭体积上作积分,也是满足的,若任意体积取为,一段涡管和两个截面A1和A2,就有: 0=∂Ω∂+∂Ω∂+∂Ω∂⎰dV zy x v zy x 可以将体积分化成封闭曲面积分: ⎰++Ω+Ω+Ω321A A A z y x dxdy dxdz dydz⎰⎰⎰Ω+Ω+Ω+Ω+Ω+Ω+Ω+Ω+Ω=321A z y x A z y x A z y x dxdydxdz dydz dxdydxdz dydz dxdy dxdz dydz⎰⎰⎰⋅Ω+⋅Ω+⋅Ω=321A A A A d A d A d 其中 03=⋅Ω⎰A A d()()⎰⎰⋅Ω+⋅Ω=21A A dA n dA n021=Ω+Ω-=⎰⎰A n A n dA dA所以,⎰⎰Ω=Ω21A n A n dA dA 得证对于微元涡管,近似认为截面上各点的涡量为常数, 2211A A Ω=Ω性质:涡管不可能在流体部开始或终止,而只能在流体中自行封闭成涡环,或者终止于和开始于边界面。

龙卷风开始于地面,终止于云层。

速度环量:在流场中任取一封闭曲线s ,则流速沿曲线s 的积分: ⎰⎰++=⋅=Γsz y x sdz u dy u dx u s d u称为曲线s 上的速度环量,并规定积分沿s 逆时针方向绕行为s的正方向。

(一)斯托克斯定理 根据斯托克斯公式,⎰⎰++=⋅=Γsz y x ss dz u dy u dx u s d u⎰⎥⎦⎤⎢⎣⎡⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂-∂∂+⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-∂∂+⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂-∂∂=A x y z x y z dxdy y u x u dxdz x u z u dydz z u y u A AAz z y y x x J A d dA dA dA =⋅Ω=Ω+Ω+Ω=⎰⎰性质:沿任意封闭曲线s 的速度环量等于通过以该曲线为边界的曲面A 的涡通量。

——斯托克斯定理。

(二)汤姆逊定理汤姆逊定理:在理想流体的涡量场中,如果质量力具有单值的势函数,那么沿由流体质点所组成的封闭曲线的速度环量不随时间而变,即:0=Γdtdy解释:速度环量=涡通量,所以,流体的涡旋具有不生、不灭的性质。

第三节 不可压缩流体连续性微分方程1、微分形式的连续性方程在推导这个方程式时,我们认为运动着的液体系连续地充满它所占据的空间,流动时不形成空隙,并且表征液体运动的各物理量也都是时间和空间的连续函数。

在时间t ,于流场中取一具有边长为dx 、dy 、dz 的微分六面体,在随后的一无限小段dt ,流进和流出该微分六面体的质量。

流出-流入=质量增量。

微分六面体形心A 点的坐标为(x 、y 、z ),密度为ρ,质点的速度分量为x u 、y u 及z u ,则在dt 时段沿x 轴从左侧面abcd 流入六面的液体质量为x dx ∂∂-ρρ21()2dx x dx ∂∂+ρρ2dydzdt dx x dx x u u x x ⎥⎦⎤⎢⎣⎡∂∂-∂∂-2)]21([ρρ 流出的液体质量为:dydzdt dx x dx x u u x x ⎥⎦⎤⎢⎣⎡∂∂+∂∂+2)]21([ρρ 质量的变化:dxdydzdt tdxdydz dxdydz dt t ∂∂=-⎪⎭⎫⎝⎛∂+ρρρρ 联立,得到:()()()dxdydzdt tdxdydzdt z u dxdydzdt y u dxdydzdt x u z y x ∂∂=∂∂-∂∂-∂∂-ρρρρ 0=∂∂+∂∂+∂∂+∂∂zu y u x u t zy x ρρρρ(一般形式的液体连续性方程)适合可压缩和不可压缩液体。

或,写成:0=⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+∂∂+∂∂+z u y u xu dt d z y x ρρ0=∂∂+∂∂+∂∂zu y u x u zy x (适合不可压缩液体,恒定流和非恒定流) 它是质量守恒定律在水力学中的表现形式。

它表征着不可压缩液体在运动时,若保持其连续性,则线性变形必系伸长现象与缩短现象同时发生。

2、积分形式的液体连续性方程 连续性方程写成矢量形式:()0=⋅∇+∂∂u tρρ 其中∇为微分算子。

体积积分:()0=⎥⎦⎤⎢⎣⎡⋅∇+∂∂⎰⎰⎰τρρd u t v 根据高斯公式,()[]0=⋅+∂∂⎰⎰⎰⎰⎰A v dA n u d tρτρ对于恒定流,()[]0=⋅⎰⎰AdA n uρ对于不可压缩,()0=⋅⎰⎰A dA n u n 是液体边界的外法线方向考虑到速度和面积的方向,就可知:02211=⋅+⋅-dA u dA u ,即,2211dA u dA u ⋅=⋅ (微小流束的流量平衡)积分后,可以得到,2211A v A v = 其中1v 、2v 为各自断面上的断面平均流速。

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