流體力學第二章(基本方程) 2011年

第二章 基本方程

流體運動同其他物體的運動一樣，同樣遵循質量守恒、動量守恒和能量守恒等基本物理定律。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。1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方程的準確解第二章 基本方程

2第一節(jié) 連續(xù)方程

連續(xù)方程是流體力學的基本方程之一，流體運動的連續(xù)方程，反映流體運動和質量分布的關系，它是質量守恒定律在流體力學中的應用。重點討論不同表現(xiàn)形式的流體連續(xù)方程。31、拉格郎日(Lagrange)觀點下的流體連續(xù)方程Lagrange觀點下質量守恒定律：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，但其質量是守恒不變的。拉格郎日型連續(xù)方程4Lagrange觀點下連續(xù)方程的物理意義？5不可壓縮流體例2-1-1判斷下列流體運動是否為不可壓縮？62、歐拉(Euler)觀點下的流體連續(xù)方程單位時間內(nèi)經(jīng)左側面流進控制體的質量歐拉型連續(xù)方程xyzu單位時間內(nèi)經(jīng)右側面流出控制體的質量7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8歐拉型連續(xù)方程的物理意義單位體積的流體質量通量93、具有自由表面的流體連續(xù)方程通常把自然界中水與空氣的交界面稱為水面或水表面。這種因流動而伴隨出現(xiàn)的可以升降的水面，在流體力學中稱之為自由表面。實際物理現(xiàn)象：當水面向某處匯集時，該處水面將被擁擠而升高；反之，當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10具有自由表面的流體連續(xù)方程歐拉型連續(xù)方程水空氣111、作用于流體的力質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、應力張量12質量力質量力（又稱為體力）：是指作用于所有流體質點的力。如重力、萬有引力等。（1）質量力是長程力：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。（2）它是一種分布力，分布于流體塊的整個體積內(nèi)，流體塊所受的質量力與其周圍有無其他流體存在并無關系。通常情況下，作用于流體的質量力通常就是指重力。13如果表示單位質量的流體的質量力，規(guī)定其為：其中是作用在質量為的流體塊上的質量力。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，質量力的分布密度或者說單位質量的流體的質量力就是重力加速度。14表面力表面力：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)部的粘性應力和壓力、流體與固體接觸面上的摩擦力等。15（1）表面力是一種短程力：源于分子間的相互作用。表面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，表面力才顯現(xiàn)出來。（2）流體塊內(nèi)各部分之間的表面力是相互作用而相互抵消的。（3）表面力也是一種分布力，分布在相互接觸的界面上。16定義單位面積上的表面力為： 其中是作用于某個流體面積上的表面力17

矢量是質量力的分布密度，它是時間和空間點的函數(shù)，因而構成了一個矢量場。而矢量為流體的應力矢，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。確切地說應力矢是兩個矢量（、）和一個標量的函數(shù)t。質量力和表面力的比較質量力和表面力有著本質的差別。182、應力張量取如圖所示的流體四面體元，分析其受力情況。MxyzABC質量為質量力為表面力？？？19按照牛頓第二定律，可得：MxyzABC說明：應力矢的下標取其作用面元的外法向，并且規(guī)定為外法向流體對另一部分流體的作用應力。20 根據(jù)作用力與反作用力原理，方程可以寫成如下形式：21四面體體積取極限時：上式為作用于流體微元的應力矢之間的相互關系。22MxyzABC考慮面元間的關系：PPAMKx23將其在直角坐標系中展開，則有：于是，上式可以改寫為：24引進應力張量：

25¤¤對應力分量的下標作如下規(guī)定：第一個下標表示面積元的外法向（且規(guī)定應力為外法向流體對另一部分流體的作用）；第二個下標表示應力所投影的方向。應力分量的物理含義：

例2-2-1

說明應力、表示的物理含義。26法應力和切應力

通常應力矢量也可以表示為：切應力法應力27習題2-2-1已知流體中某點的應力張量為試求作用于通過該點，方程為的平面上的法應力。習題28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)則稱為外摩擦系數(shù)。牛頓粘性假設牛頓粘性定律建立了粘性應力與流速分布之間的關系。3、應力張量與流體運動狀態(tài)間的關系29廣義牛頓粘性假設牛頓粘性定律建立了粘性應力與流速分布之間的關系，但它的不足在于僅僅適用與流體直線運動。牛頓將以上的粘性應力與形變率的關系推廣到任意粘性流體運動，即廣義牛頓粘性假設：30說明：根據(jù)廣義牛頓粘性假設的應力張量計算得到的應力包含了流體壓力和流體粘性力兩部分即：不可壓流體31牛頓粘性流體的概念：滿足牛頓廣義粘性假設的流體。給定流體的粘性系數(shù)和流體運動流速場，根據(jù)牛頓粘性假設，就可以計算得到流體的粘性應力。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方向質量力分析x方向的質量力35小體元所受的x方向的表面力=前后側面之和：x方向表面力分析周圍流體對小體元的六個表面有表面力的作用，而通過六個側面作用于小體元沿x方向的表面力分別為： 前后側面：x?3637因此，周圍流體通過六個側面作用于小體元沿x方向的表面力合力為：右左側面：上下側面：38據(jù)牛頓運動定律：小體元受力等于其質量與加速度的乘積：x方向合力分析單位質量流體在x方向的運動方程方程可以簡化為：39單位質量流體在

y方向的運動方程單位質量流體在z方向的運動方程同理可得：40矢量形式或者：流體運動方程的普遍形式41二、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42流體運動方程的普遍形式廣義牛頓粘性假設這就是適合牛頓粘性假設的流體運動N-S方程。43定義流體運動學粘性系數(shù)，記作。直角坐標系中形式為：對于不可壓流體N-S方程簡化為：44其中是單位質量流體的加速度，為單位質量流體所受的質量力。①壓力梯度力②粘性（粘滯）力方程物理意義的討論：①②453、歐拉方程理想流體（不考慮流體粘性），則納維-斯托克斯方程：可以簡化，相當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46

如流體靜止時，即流體的速度和加速度的個體變化均為零，作用于流體的力應該達到平衡。此時，可得如下形式方程：

即所謂的靜力方程。它表明了流體的粘性只與流體的運動狀態(tài)有關，或者說流體的粘性只有在相對運動時才體現(xiàn)出來。4、靜力方程47假設流體所受的質量力就是重力，靜力方程可以變化為：上式表明：當流體靜止時，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，可以用流體柱的質量來表示?；蛘哽o力方程應用舉例：48如果流體密度只與z

有關的流體而言，積分不難得到：

+常數(shù)

而對于均勻不可壓流體，則有：

+常數(shù) 以上二式表明，流體靜止時壓力只與流體深度有關。49習題習題2-3-1已知流場u=ay，v=bx，w=0，其中a、b為常數(shù)，試根據(jù)不計質量力和流體粘性的運動方程，導出等壓線方程。50外界對系統(tǒng)所作的功率（內(nèi)能+動能）的變化率表面力作功率質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51方程變換總能量的變化項：熱流量的變化率52表面力作功率項：53可以改寫為：單位質量流體的能量方程，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54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，則有：55單位質量流體微團的動能方程物理意義：①②①質量力作功率②表面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56③④④粘性耗散項③膨脹、收縮在壓力作用下引起的能量轉換項：動能－內(nèi)能的轉換流體粘性動能內(nèi)能膨脹收縮動能內(nèi)能動能內(nèi)能流體壓縮性④57熱流量方程用能量方程減去動能方程反映內(nèi)能變化率的熱流量方程58對于理想流體，熱流量方程簡化為：這就是通常在大氣科學中所用的“熱力學第一定律”的形式。59伯努利方程的適用條件：(1)無粘性流體(2)不可壓縮流體(3)定常流動(4)質量力為有勢力（保守力）伯努利方程60對于理想流體，動能方程簡化為：理想流體動能的變化，僅僅是由質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)生任何轉換。故最終理想流體的動能方程可以寫成：又因為61假設質量力是有勢力，且質量力位勢為，即滿足：如考慮為一定常場，則有：62理想流體的動能方程假設質量力是有勢力且為定常場63理想流體微團的動能方程：不可壓縮定常64等式右端括號內(nèi)部分的個體變化為零，也即：65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66例2-4-1理想不可壓流體，所受質量力僅為重力的情況下作定常運動時，其中一流管如圖所示，已知道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間的所滿足的關系。O67皮托管是測定流體流速的儀器,常用來測定氣體的流速。圖5－23是皮托管的結構示意圖。它是由兩個同軸細管組成,內(nèi)管的開口在正前方,如圖中A所示。外管的開口在管壁上,如圖中B所示。兩管分別與U型管的兩臂相連,在U型管中盛有液體(如水銀),構成了一個壓強計,由U型管兩臂的液面高度差h確定氣體的流速。68例：求水從容器壁小孔中流出時的速率。解：水從小孔中流出時的流速可以根據(jù)伯努利方程求解。設ABC為一條流線。A和B分別是這條流線在水面和小孔處的兩點,其中水面上點A和孔口處點B都與大氣接觸,所以那里的壓強都等于大氣壓p0。容器的橫截面比小孔的截面大得多,根據(jù)連續(xù)性方程,vA<<vB,故可以認為vA=0。將以上條件代入上式,即可求得小孔處的流速,為h69第五節(jié)簡單情況下的N－S方程的準確解流體力學的基本方程組：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。70流體力學問題的一般方法，就是求解這樣的閉合的方程組并使之適合應當?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－－了解基本方法

71一、平面庫埃托流動h

h

Uuzx考慮如下簡單流動，設流體在兩相距為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。72考慮了xoz平面的運動，則 。假設流體是不可壓縮的：連續(xù)方程可見，即僅僅是z的函數(shù)73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74方程第一式可以得到：積分上式可以得到：75考慮這樣的簡單情況，設在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，它表明流速沿z軸呈線性分。76二、平面泊稷葉流動h

h

uzx在平面庫托流動的基礎上，假定沿x方向的壓力梯度不為零，而上、下板處于靜止狀態(tài)。77此時，邊界條件為： 即為平面泊稷葉流動的流速分布，它表明流速沿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：78?？寺鲃永硐牖臒o邊界、無限深和密度均勻的海洋，因海面受穩(wěn)定的風長時間吹刮，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漂移，而是沿著風向右方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?？寺骼碚?。79三、?？寺鲃?0考慮粘性系數(shù)和密度均為常數(shù)的流體，在旋轉角速度為的旋轉坐標系中的運動，此時出現(xiàn)了科氏力（地轉偏向力）的