工程流体力学第三版完整Bppt课件

相似原理的提出,流体力学理论的检验依赖于流体力学试验；,流体力学的模型实验：工程实际需要的流体力学试验一般很难在实物上进行。,飞机风洞试验,汽车风洞试验,水利大坝试验,轮船水洞试验,飞机风洞试验,返回,汽车风洞试验,返回,水力大坝试验,返回,轮船水洞试验,返回,怎么做模型试验？,1.如何根据实物正确的设计和布置模型实验？,2.模型实验的结果如何推广到原型上去，并进行推广应用？,相似原理,第一节流动的力学相似,一个流动某点的运动参数由另一个流动相应点的同名参数乘以对应点均相同的因子得到，称两流动相似。,一、流动相似的概念,具体的说两流动相似应满足几何相似、运动相似和动力相似三个条件。,B,1.几何相似,几何相似是指模型与原型的全部对应线性长度成比例，且对应的特征角度相等。,长度比例系数：,面积比例系数：,体积比例系数：,2.运动相似（时间相似）,运动相似是指：模型与原型的流场中所有对应点上对应时刻的流速方向相同，且对应流速的大小的比例相等，即它们速度场相似。,时间比例系数：,加速度比例系数：,速度比例系数：,由上述比例系数可推出：,3.动力相似,动力相似是指模型与原型的流场所有对应点上作用在流体微团上的各种力彼此方向相同，且它们大小的比例相等，即它们的动力场相似。,力比例系数：,也可写成：,综上所述：,在做模型试验时，要想使两个流动相似必须在几何相似、运动相似和动力相似三个方面都得到满足。,实际应用中，并不能用定义来检验流动是否相似，因为通常原型的流动是未知的。,相似准则,第二节动力相似准则,什么是相似准则？,两个矩形要相似必满足：,相似准则数,流体的运动必须符合牛顿第二律，对模型和原型流场中的流体微团应用牛顿第二定律，并根据动力相似，各种力大小的比例相等，可得：,或,动力相似准则的推导,令：,Ne称为牛顿数，它是作用力与惯性力的比值。,Ne称为牛顿数，它是某种作用力与惯性力的比值，是无量纲数。由此可知，模型与原型的流场动力相似，它们的牛顿数必相等。,作用在流体微团上的作用力有各种性质的力，如重力、粘滞力、压力等，根据上式可导出单项力相似准则。,在粘滞力作用下相似的流动，其粘滞力场相似。,Re雷诺数，惯性力与粘滞力的比值。,一、粘滞力相似准则,代入,在重力作用下相似的流动，其重力场相似。,二、重力相似准则,Fr-弗劳得数，惯性力与重力的比值。,代入,在压力作用下相似的流动，其压力场相似。,代入,Eu-欧拉数，压力与惯性力的比值。,压力相似准则,三、其它的相似准则数,弹性力相似准则对于可压缩流体的模型试验，由压缩引起的弹性力场相似。（Ca柯西数Ma马赫数，惯性力与弹性力的比值）。,非定常相似准则对于非定常流动的模型试验，模型与原型的流动随时间的变化必相似。（Sr斯特劳哈尔数，当地惯性力与迁移惯性力的比值）。,3.应用举例,1）如果模型比例尺为1:20，考虑粘滞力相似，采用模型中流体与原型中相同，模型中流速为50m/s，则原型中流速为多少？,查看答案,解：由粘滞力相似准则知模型与原型中的雷诺数应相等：,所以：,雷诺数：,因为：,返回,2）设模型比例尺为1:100，符合重力相似准则，如果模型流量为100cm3/s，则原型流量为多少cm3/s?,A：0.01B：1000C：10D：10000,答案:c,1.相似理论的提出：相似理论的作用是什么？,2.流动相似的概念：两流动相似的条件是什么？,3.相似准则：为什么应用相似准则？怎么用？,小结,.,24,第三节流动相似条件,流动相似：在对应点上、对应瞬时，所有物理量都成比例。,相似流动必然满足以下条件：,1任何相似的流动都是属于同一类的流动，相似流场对应点上的各种物理量，都应为相同的微分方程所描述；2相似流场对应点上的各种物理量都有唯一确定的解，即流动满足单值条件；3由单值条件中的物理量所确定的相似准则数相等是流动相似也必须满足的条件。,.,25,模型实验主要解决的问题：,1根据物理量所组成的相似准则数相等的原则去设计模型，选择流动介质；2在实验过程中应测定各相似准则数中包含的一切物理量；3用数学方法找出相似准则数之间的函数关系，即准则方程式。该方程式便可推广应用到原型及其他相似流动中去。,.,26,油池模型,.,27,.,28,第四节近似模拟试验,完全相似和不完全相似动力相似可以用相似准则数表示，若原型和模型流动动力相似，各同名相似准数应均相等，如果满足则称为完全的动力相似。但是事实上，不是所有的相似准数之间都是相容的，满足了甲，不一定就能满足乙。所以通常考虑主要因素忽略次要因素，只能做近似的模型实验。,.,29,例如：粘滞力相似：由得重力相似：由得,由此可以看出，有时要想做到完全相似是不可能的，只能考虑主要因素做近似模型实验。,.,30,以相似原理为基础的模型实验方法，按照流体流动相似的条件，可设计模型和安排试验。这些条件是几何相似、运动相似和动力相似。前两个相似是第三个相似的充要条件，同时满足以上条件为流动相似，模型试验的结果方可用到原型设备中去。,.,31,在工程实际中的模型试验，好多只能满足部分相似准则，即称之为局部相似。如上面的粘性不可压定常流动的问题，不考虑自由面的作用及重力的作用，只考虑粘性的影响，则定性准则只考虑雷诺数Re，因而模型尺寸和介质的选择就自由了。,有压粘性管流中，当雷诺数大到一定数值时，继续提高雷诺数，管内流体的紊乱程度及速度剖面几乎不再变化，沿程能量损失系数也不再变化，雷诺准则已失去判别相似的作用。称这种状态为自模化状态，称自模化状态的雷诺数范围为自模化区。,.,32,一、物理方程量纲一致性原则,第五节量纲分析,1、量纲,量纲是物理量的一种本质属性，是同一物理量各种不同单位的集中抽象。,如：s单位：km，m，cm，mm等t单位：hour，min，second等s-具有长度的量纲Lt-具有时间的量纲TV-具有速度的量纲,.,33,同时还有,如质量量纲M，力的量纲F等。,基本量纲-相互独立，不相互依赖，如M，L，T等。导出量纲-由基本量纲导出,如,.,34,一个合理的物理方程等号两端的量纲必须相同。,2、方程量纲一致性,-方程两端具有相同量纲,量纲式中各基本量纲指数均为零-无量纲量。,.,35,二、瑞利法,1.定义：根据量纲量一致性原则，确定相关量的函数关系。,假定物理量y是x1、x2等的函数。则,关键的问题是怎么根据量纲一致性原则确定各个x的指数。,.,36,2.举例：,三角堰,.,37,.,38,.,39,.,40,.,41,三、定理,由于方程量纲一致性，用其中任意一项去除方程两端，都可将有量纲函数式变成无量纲函数式。,但这些无量纲函数式可以互相推导：,.,42,它们所包含的独立无量纲量数目（不能相互推导）是多少？,共有两个，它们可以表示为：,为什么？,.,43,与匀变速运动有关物理量的量纲指数：,设四个物理量组成的函数形式：,.,44,如果是无量纲量其基本量纲指数为零。,-只有那些线性无关的解组（基础解系）才能组成彼此独立的无量纲量。,当,当,解向量,解向量,.,45,独立无量纲量(m)=与问题有关的物理量(n)-量纲指数矩阵秩(r),柏金汉（Buckingham）定理：如果与某一物理问题有关的物理量有n个，这n个量的量纲指数矩阵的秩为r，则表达这一问题规律性的n个量之间的函数关系，可以用这n个量组成的n-r个独立无量纲量的函数式来表示：,.,46,1.选取影响流动的n个物理量并写出下述函数关系如,求解过程：,2.选择m个独立变量，原则是要既相互独立，又包含三个基本量纲.一般选:,几何尺度,几何尺度,速度,质量,.,47,3.用nm个无量纲量写出准则方程,4.求,5.将带入准则方程式求得结果。,.,48,.,49,.,50,例.流体通过孔板流量计的流量qv与孔板前、后的压差P、管道的内径d1、管内流速v、孔板的孔径d、流体密度和动力粘度有关。试用定理导出流量qv的表达式。,（dimP=ML-1T-2，dim=ML-1T-1）。,查看答案,.,51,解：设qv=f(P,d1,v,d,),选d,v,为基本变量,.,52,上述方程的量纲方程为：,.,53,由量纲一致性原则，可求得：,a1=0a2=1a3=0a4=1b1=1b2=2b3=0b4=1c1=2c2=0c3=1c4=1,.,54,第六章,管内流动和水力计算液体出流,.,55,第一节管内流动的能量损失,一、沿程损失,-沿流程上流体与壁面以及流体本身内部摩擦而产生的能量损失（用hf来表示）。,沿程损失，是发生在缓变流整个流程中的能量损失，是由流体的粘滞力造成的损失。,L：管长，d：管径，V：管断面平均速度，：沿程阻力系数。,.,56,影响因素,.,57,二、局部损失,-流动中，由于边界急剧变化（如管径突然变大或变小；弯管引起流速方向改变；或阀门、三通等）而产生的局部能量损失(一般用hj表示)。,局部损失：是发生在流动状态急剧变化的急变流中的能量损失。是主要由流体微团的碰撞、流体中的涡流等造成的损失。,.,58,变径管,发生位置,弯头,阀门,渐缩,渐扩,突缩,突扩,计算公式：,V：断面平均速度，：局部阻力系数。,若为管路系统，能量损失应是各段沿程损失和局部损失之和，即,局部阻力系数由试验确定。,.,59,第二节黏性流体的两种运动状态,一、雷诺实验两种流态,.,60,流体分层运动，各层间互不干扰、互不相混的流动状态。,1.层流,流体质点运动彼此混杂、互相干扰，完全无规则的流动状态。,2.紊流,.,61,3.上临界速度和下临界速度：,随着水流速度的增大，水流将由层流状态过渡到紊流状态。由层流过渡到紊流的临界状态下的流体速度称为上临界速度，用Vcr表示。,当玻璃管内的水流已经是紊流运动，此时逐渐关小阀门K，使水流速度逐渐减小，当水流速度减小到一定程度时，紊乱的红色液体又将重新成为一条明晰的红色直线流，即紊流又转变为层流。但是，由紊流转变为层流的临界速度比上临界速Vcr更低，称为下临界速度，用Vcr表示。,.,62,实验表明，这两种情况下的流动状态都不稳定，并且取决于实验的起始状态有无扰动等因素。,说明,(1)当流体的流速超过上临界速度(VVcr)，管内水流一定是紊流状态；,(2)当流体的流速低于下临界速度时(VVcr)，管内水流一定是层流状态；,(3)当流体的流速介于上临界速度和下临界速度之间时(VcrL*（紊流）,实验发现，圆管层流流动起始段的长度L*是雷诺数Re的函数，可按下式确定：,希累尔,L*0.2875dRe,布西内斯克,L*0.065dRe,.,72,第四节圆管中的层流流动,一、圆管有效截面上的切应力分布.,1.取微元体：如图.半径,长中心线和轴重合.,受力分析,两截面压力：,重力：,切向力：,.,73,3.在流动方向上的平衡方程.,由：,方程两边同除得：,不随r变化,粘性流体在圆管中作层流流动时，同一截面上的切向应力的大小与半径成正比。,注：此式同样适用于圆管中的紊流流动.,.,74,对水平管道：,在管壁上：,没有负号,由前述：,代如上式得：,.,75,二、速度分布.,根据牛顿内摩擦定律：,所以,旋转抛物面,.,76,三、最大流速:,四、平均流速:,五、流量:,圆管中的流量：,.,77,哈根一泊肃叶公式,选取管径的问题,经济流速,对于水平圆管：,或,.,78,六、达西公式:,由前述沿程损失公式：,可见，层流流动的沿程损失与平均流速的一次方成正比。,得,.,79,例在管径，管长的圆管中，冷冻机润滑油作层流运动，测得流量，水头损失，试求油的运动粘滞系数？,解：管中润滑油的平均流速,沿程阻力系数为,是层流,.,80,第五节粘性流体的紊流流动,一、紊流脉动与时均法,紊流流动是极不规则的流动，这种不规则性主要体现在紊流的脉动现象。所谓脉动现象，就是诸如速度、压强等空间点上的物理量随时间的变化作无规则的随机的变动。在作相同条件下的重复实验时,所得瞬时值不相同,但多次重复实验的结果的算术平均值趋于一致。,.,81,时均速度,脉动速度,瞬时速度,同理,瞬时轴向速度与时均速度图,.,82,从工程应用的角度看,关心流体主流的速度分布、压强分布以及能量损失,流体主流的速度和压强，指的正是时均速度和时均压强,普通测速管的测量值均为平均值,空间各点的时均速度不随时间改变的紊流流动也称为定常流动或准定常流动,.,83,1.紊流中的切向应力,二、紊流中的切向应力普朗特混合长度,.,84,对于,2.惯性切应力（雷诺应力）,如图，在恒定流中时均速度沿x方向，脉动速度沿x和y方向的分量分别为和,任取一水平截面A-A，设在某一瞬时，原来位于低流速层a点处的质点，以脉动速度向上流动，穿过A-A截面到达点。,.,85,则：,1）单位时间内通过A-A截面单位面积的流体质量为。,2）单位时间内通过单位面积的动量为,3）由动量定律，动量的变化率等于作用力。此时，动量变化率通过截面A-A的动量流量。,作用力沿x方向单位面积上的切向作用力惯性切应力。,.,86,（对取时均值）,.,87,3.惯性切应力的正负,当质点由下往上脉时，。由于a处X方向的时均速度处x方向的时均速度，故，当质点由时，会对该处原有的质点的运动起阻滞作用，产生负的沿x方向的脉动流速；相反从上到下层会产生。但；无论哪一种情况：，为保证切应力非负：,.,88,2、普朗特混合长度理论,1）掺混类似于气体分子运动，而流体微团以的速度自由的经过一段路程L，才与该层其他微团碰撞掺混。,Y,2）流体微团的纵向脉动速度与横向脉动速度的大小是属于同一个数量级。,3）脉动速度与与流层时均速度差成正比。,观看录像,.,89,式中：为和的比例系数,令（L-混合长度）,则,.,90,三、圆管中紊流的速度分布和沿程损失,1.圆管中的紊流区划，粘性底层，水力光滑与水力粗糙,1）区域划分,.,91,2)水力光滑与水力粗糙,管壁粗糙凸出部分的平均高度叫做管壁的绝对粗糙度()/d称为相对粗糙度,水力光滑,水力粗糙,光滑管,粗糙管,.,92,2.圆管中紊流的速度分布,1)紊流光滑管,切应力常数,或：,2)紊流粗糙管,.,93,3.圆管中的沿程损失,紊流光滑管,紊流粗糙管,.,94,第六节沿程损失的试验研究,一、沿程阻力系数影响因素,研究沿程阻力系数，首先分析影响的因素:层流=64/Re，仅与Re有关，与管壁粗糙无关。,壁面粗糙在一定条件下成为产生惯性阻力的主要外因。,.,95,二尼古拉兹实验及尼古拉兹曲线,确定阻力系数与雷诺数Re及相对粗糙度/d之间的关系，具体关系要由实验确定，最著名的是尼古拉茨于19321933年间做的实验。,1.实验方法：人为造出六种不同的相对粗糙度的管；对不同的管径通过改变流量来改变雷诺数；测出沿程阻力损失，由求阻力系数.,.,96,2.实验结果:,观看动画,3.阻力分区:,1）层流区：（Re2320）不论如何变化，都集中在一条直线上。-表明仅随Re，与相对粗糙度无关。（此为层流运动，证明了理论推导的结果）,2）过渡区（2320Re4000）实验点比较分散，层流向紊流过渡的不稳定区域。,.,97,不同相对粗糙点，起初都集中在一条直线上-紊流光滑区。（当Re，逐渐偏离，较小，Re较大时才偏离）,.,98,5）紊流粗糙管平方阻力区,.,99,2）在过渡区，层流底层变薄，粗糙开始影响到核心区内流动，加大了核心区紊流强度，因此增加了阻力和能量损失，,1）在光滑区，粗糙突起高度k比层流底层小得多，,说明,3）紊流粗糙区，层流底层更薄，粗糙突起高度几乎全部暴露在紊流核心中，,.,100,尼古拉兹实验比较完整地反映了沿程损失系数的变化规律，揭示了影响变化的主要因素，对和断面流速分布的测定，推导紊流的半经验公式提供了可靠的依据。,.,101,三、莫迪图（用于计算新的工业管道）,根据普朗特的半经验理论，以及尼古拉兹实验曲线得到。,莫迪图对计算新的工业管道的沿程损失系数很方便。,柯列布茹克公式,.,102,柯氏公式是在合并两个半经验公式的基础上获得的，可以认为该公式是普朗特理论的尼古拉兹实验结合后进一步发展到工程应用阶段的产物，该公式在国内外得到了极为广泛的应用。柯氏公式的求解相对复杂，一般采用计算机数值计算方式。为了简化计算,莫迪以柯氏公式为基础绘制出反映Re、k/d与对应关系的莫迪图,在图上可根据Re、k/d直接查出（如下图）：,103,.,.,104,例在直径，相对粗糙度的工业管道内，运动粘滞系数，的水以的速度运动。试求：管长的管道内的沿程水头损失。解：1）查莫迪图：流动处于紊流粗糙区2）用尼古拉兹粗糙区公式,两种方法较为接近,.,105,例沿程损失：已知管道和流量求沿程损失,已知:d200mm,l3000m的旧无缝钢管,900kg/m3,Q90T/h,在冬天为1.09210-4m2/s,夏天为0.35510-4m2/s。,求：冬天和夏天的沿程损失hf,.,106,解：,在夏天，查旧无缝钢管等效粗糙度=0.2mm,/d=0.001查穆迪图2=0.0385,.,107,例沿程损失：已知管道和压降求流量,已知:d10cm,l400m的旧无缝钢管比重为0.9,=10-5m2/s的油，,求：管内流量qv,.,108,解：,Moddy图完全粗糙区的0.025,设10.025,由达西公式,查Moddy图得20.027,重新计算速度,查Moddy图得20.027,.,109,例沿程损失：已知沿程损失和流量求管径,求：管径d应选多大,解：,由达西公式,.,110,由/d=0.2/98.4=0.002，查Moody图得2=0.027,d2=(3.691040.027)1/5=0.0996(m),Re2=4000/0.0996=4.01104,/d=0.2/99.6=0.002，查Moody图得3=0.027,取d=0.1m。,用迭代法设1=0.025,.,111,第七节非圆管的沿程损失,输送流体的管道不一定都是圆形截面。,对于这些非圆形管道的沿程损失计算问题，达西公式和雷诺数的计算公式仍然可以应用。,但要把公式中的直径d用当量直径D来代替。,.,112,.,113,圆管：当量直径公式则矩形：，其矩形当量直径同样，非圆管道Re和k/d分别为：,矩形：,此时，,.,114,说明：,1.试验表明，在使用当量直径原理计算时，对矩形三角行方形的计算结果和试验结果较接近，在对和圆形差别比较大的形状，计算结果就不可靠。,2.由于层流和紊流的流速分布不同，沿程损失不像紊流那样集中在管壁附近，这样单纯用湿周大小作为影响能量损失的主要外因条件，对层流来说就不充分了。,.,115,第八节局部损失,流体经过阀门、弯管、突扩和突缩等管件,流体经过这些局部件时，由于通流截面、流动方向的急剧变化，引起速度场的迅速改变，增大流体间的摩擦、碰憧以及形成旋涡等原因,从而产生局部损失。,.,116,损失均按计算，关键是如何确定,一、突然扩大,1.损失机理,速度分布变化附加摩擦碰撞漩涡,.,117,根据连续方程有:,根据动量方程有:,2.求局部损失系数,.,118,由伯努利方程,比较得,整理得,.,119,求,由,得,讨论：若（如管道流入很大的容器（水池）或气体流入大气）（速度头完全损失）。,.,120,二、其它局部阻力系数1）其它截面变化(如突然缩小,渐扩管)2）弯管3）管道阀件4）三通（如合流，分流，Y型，T型等）5)其它(如过滤网,波纹管),计算管段的总能量时，应将管段上所有的沿程损失和局部损失算术求和。,.,121,.,122,三、减小阻力的措施,1、改善固体边界状况,1）增大过流断面几何尺寸、dhf虽然从减小阻力角度采用大管径，但费用会增加，同时有一些用途（如除尘管道），有一个最小风速的要求。因此，管道直径由技术经济比较来确定。,.,123,2）减少管长，管越短越好，尽可能采用直管道。,3）减少局部管件，凡是能够不要的管件尽可能不要。,4）提高管壁光滑度。,5）改变局部管件结构-减少局部损失。,进口：光滑喇叭口,突然扩大、缩小：只要布置可能，避免突扩突缩可用渐扩、渐缩或台阶形式。,弯管：采用导叶，使局部从1.00.3。,.,124,2、添加剂,流动中加入极少量添加剂，改善结构hf、hm两种。高分子聚合物，如聚氧化已烯等；金属皂，如碱金属皂、铵皂。,.,125,第九节各类管流水力计算,一、简单管道,管径和管壁粗糙度相同的一根管子或这样的数根管子串联在一起的管道系统叫简单管道。,简单管道有三类计算问题：,.,126,二、串联管道,由不同直径或粗糙度的数段管子连接在一起的管道叫做串联管道,通过串联管道各管段的流量是相同的。,串联管道的损失应等于各管段损失的总和。,.,127,串联管道有两类计算问题:,.,128,.,129,由连续方程,是由管道尺寸和局部损失系数确定的已知数。,.,130,由,.,131,已知,试取,计算,查莫迪图,N,Y,计算,.,132,三、并联管道,在某处分成几路、在下游某处又汇合成一路的管道叫并联管道。,并联管道的总流量等于个分管道的流量的总和。,并联管道的损失等于个分管道的损失。,.,133,按简单管道计算,并联管道的计算问题,.,134,具体步骤,.,135,.,136,例：如图所示的具有并联、串连管路的虹吸管，已知H40m，l1200m，l2100m，l3500m，d10.2m，d20.1m，d30.25m，120.02，30.025，求总流量Q。,.,137,【解】管1和管2并联，此并联管路又与管3串连，因此,.,138,将已知数值代入上式，计算得,.,139,第十一节液体的出流,一、孔口的分类,薄壁孔口,.,140,.,141,一、薄壁孔口定常出流,1.薄壁小孔口定常出流,.,142,.,143,.,144,2.薄壁大孔口定常出流,.,145,液体经大孔口的淹没出流，流速和流量仍按上式计算，差别主要在于出流系数不同。,.,146,如果壁厚或侧壁孔口处接一段长的圆管时，此时流动情况为管嘴出流。,二、外伸管嘴定常出流,特点：水流入嘴嘴时如同孔口出流一样，管流股也发生收缩，存在着收缩断面CC，尔后流股逐渐扩张，至出口断面上完全充满管嘴断面流出。,.,147,1、管嘴出流流量,以管嘴中心线为基准线，列A-A及B-B断面伯努利方程：,令,则,管嘴流量,.,148,由于出口断面B-B流股完全充满（不同于孔口）,则,.,149,2、管嘴内的真空度,在C-C断面前后流股与管壁分离，中间形成涡旋区，产生负压，出现了管嘴真空现象。在H0（作用水头）中，压差项里，pC（绝对压强）小于大气压，从而使H0增大，促使出流流量增大。,.,150,三、各种管嘴的出流系数,第七章流体多维运动学基础,第七章流体多维运动学基础,本章内容：在许多工程实际问题中，流动参数不仅在流动方向上发生变化，而且在垂直于流动方向的横截面上也要发生变化。要研究此类问题，就要用多维流的分析方法。本章主要讨论理想流体多维流动的基本规律，为解决工程实际中类似的问题提供理论依据，也为进一步研究粘性流体多维流动奠定必要的基础。,第一节流体运动的连续性方程,当把流体的流动看作是连续介质的流动，它必然遵守质量守恒定律。对于一定的控制体，必须满足输运公式。它表示在控制体内由于流体密度变化所引起的流体质量随时间的变化率等于单位时间内通过控制体的流体质量的净通量。,一、笛卡儿坐标系中微分形式的连续性方程。,设该微元六面体中心点O（x,y,z）上流体质点的速度为、，密度为，于是和轴垂直的两个平面上的质量流量如图所示。,在x方向上，单位时间通过EFGH面流入的流体质量为：,（a）,单位时间通过ABCD面流出的流体质量：,（b）,则在方向单位时间内通过微元体表面的净通量为（b）-（a），即,（c1）,第八章理想流体的有旋流动和无旋流动,（c2）,（c3）,因此，单位时间流过微元体控制面的总净通量为:,（c）,微元六面体内由于密度随时间的变化而引起的质量的变化率为：,（d）,同理可得和方向单位时间通过微元体表面的净通量分别为:,将式（c），（d）代入下式，取0，则可得到流场中任一点的连续性方程的一般表达式为:,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。,在定常流动中，由于,对于不可压缩流体（=常数）,二、柱坐标系中的连续性方程。,【解】对不可压缩流体连续性方程为：,将已知条件代入上式，有,.,158,一、物理模型,第二节流体微团的运动分析,.,159,.,160,F点速度:,.,161,方程两边加上两个和为0的项，其值不变,组合,.,162,注：此关系也称为亥姆霍兹(Helmholtz)速度分解定理，该定理可简述为：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，与O点相同的平移速度（移运）；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）。,.,163,二、物理意义（以平面流动进行分析）,1.平移运动,向左移动,向上移动,.,164,流体力学,2.线变形运动,每秒内单位长度的伸长（或缩短）量称为线应变速度,同理y向线变形速度：,B、C在x方向有速度差,经过dt时间BC边伸长,单位时间单位长度的伸长：,.,165,3.角变形运动,B、C在y方向有速度差：,在dt时间内BC线段将旋转：,同理，AB在dt时间线段将旋转：,.,166,单位时间内直角ABC变成锐角ABC，变形速度为：,定义XY平面的剪切变形率为：,同理可得：,.,167,4.旋转运动,流体微团的旋转角速度的定义为每秒内绕同一转轴的两条互相垂直的微元线段旋转角度的平均值。,规定逆时针旋转角度为正：,BC边旋转的角度为：,BA边旋转的角度为：,.,168,轴旋转角速度为两个互相垂直边旋转角速度的一半：,.,169,写成矢量形式为：,.,170,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。,三、有旋运动和无旋运动,在笛卡儿坐标系中：,.,171,即当流场速度同时满足：,时流动无旋,需要指出的是，有旋流动和无旋流动仅由流体微团本身是否发生旋转来决定，而与流体微团本身的运动轨迹无关。,流体微团的运动分析的意义：1.将刚体的旋转运动从一般的运动中分离出来，可将流体的运动分为有旋和无旋两种流动。2.将流体的变形率与内应力联系起来。,.,172,【例】某一流动速度场为，其中a是不为零的常数，流线是平行于x轴的直线。试判别该流动是有旋流动还是无旋流动。,【解】由于,所以该流动是有旋运动。,.,173,第三节无旋流动,一速度势函数,对于无旋流场，处处满足：，由矢量分析知，任一标量函数梯度的旋度恒为零，所以速度一定是某个标量函数的梯度，即:,速度势函数速度势,1.速度势函数的表达式,.,174,对于柱面坐标,结论：,无旋条件是速度有势的充要条件。无旋必然有势，有势必须无旋。所以无旋流场又称为有势流场。速度势的存在与流体是否可压缩、流动是否定常无关。,.,175,1）速度势函数在任意方向的偏导数等于速度在该方向的投影；,2.速度势的特性,2）流速（流线）与等势面正交，且指向势函数增加的方向；,3）在单连通区域中，任意两点的速度势函数的差值等于该两点间的流速沿任意曲线积分；,有势流动中沿AB曲线的速度线积分等于终点B和起点A的速度势之差。由于速度势是单值的，则该线积分与积分路径无关。,.,176,在有势流动中当速度沿封闭周线积分时，周线上的速度环量等于零。,如何根据速度分布求解势函数？,.,177,根据无旋条件，速度有势：,代入不可压缩连续性条件可得：,拉普拉斯方程,拉普拉斯算子,4）对于不可压缩流体，速度势是调和函数，满足拉普拉斯方程。,.,178,柱坐标系下：,求解不可压缩流体无旋流动问题，便归纳为根据起始条件和边界条件求解拉普拉斯方程问题。,.,179,二流函数,在笛卡儿坐标系中，平面不可压缩流体的连续性方程可写成:,此外，平面流动的流线微分方程为,由数学知识可知，此式是成为某个函数全微分的必要且充分条件,1.流函数的表达式：,.,180,若定义某一个函数（流函数）:,即函数永远满足连续方程。很显然，在流线上0或常数。在每条流线上函数都有它自己的常数值，所以称函数为流函数。,.,181,2.流函数的基本性质,1）等流函数线为流线,当常数时,等流函数线为流线，每条流线有各自的常数值。,.,182,2）流体通过两流线间单位高度的体积流量等于两条流线的流函数之差,在xy平面上任取A和B点，AB连线如图所示，则,.,183,由不可压缩流体、平面、无旋流动条件有：,将速度和流函数的关系代入上式得,在极坐标系中：,故不可压缩流体的平面无旋流动流函数也满足拉普拉斯方程，也是调和函数。,3）对于不可压缩流体，流函数是调和函数，满足拉普拉斯方程；,.,184,4）速度势函数和流函数的关系（流网）,对于不可压缩流体的平面无旋流动，速度势函数和流函数都是调和函数，且具有以下关系：,该数学关系式称为柯西黎曼（CauchyRiemen）条件。由它可得：,上式是等势线簇和流线簇互相垂直的条件，即正交性条件。在平面上它们构成处处正交的网络，称为流网。,.,185,例：试证明不可压缩流体平面流动,能满足连续方程，是一个有势流动，并求出速度势。,解：,满足连续方程：,.,186,流动为有势流动,.,187,本章结束！,第八章理想流体的有旋流动和无旋流动,第八章理想不可压缩流体的有旋流动和无旋流动,本章内容：在许多工程实际问题中，流动参数不仅在流动方向上发生变化，而且在垂直于流动方向的横截面上也要发生变化。要研究此类问题，就要用多维流的分析方法。本章主要讨论理想流体多维流动的基本规律，为解决工程实际中类似的问题提供理论依据，也为进一步研究粘性流体多维流动奠定必要的基础。,第一节微分形式的连续性方程,当把流体的流动看作是连续介质的流动，它必然遵守质量守恒定律。对于一定的控制体，必须满足输运公式。它表示在控制体内由于流体密度变化所引起的流体质量随时间的变化率等于单位时间内通过控制体的流体质量的净通量。,首先推导在笛卡儿坐标系中微分形式的连续性方程。,设该微元六面体中心点O（x,y,z）上流体质点的速度为、，密度为，于是和轴垂直的两个平面上的质量流量如图所示。,在x方向上，单位时间通过EFGH面流入的流体质量为：,（a）,单位时间通过ABCD面流出的流体质量：,（b）,则在x方向单位时间内通过微元体表面的净通量为（b）-（a），即,（c1）,第八章理想流体的有旋流动和无旋流动,第八章理想流体的有旋流动和无旋流动,（c2）,（c3）,因此，单位时间流过微元体控制面的总净通量为:,（c）,微元六面体内由于密度随时间的变化而引起的质量的变化率为：,（d）,同理可得和方向单位时间通过微元体表面的净通量分别为:,将式（c），（d）代入下式，取0，则可得到流场中任一点的连续性方程的一般表达式为:,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。,在定常流动中，由于,对于不可压缩流体（=常数）,【解】对不可压缩流体连续性方程为：,将已知条件代入上式，有,.,194,一、物理模型,第二节流体微团的运动分析,.,195,.,196,F点速度:,.,197,方程两边加上两个和为0的项，其值不变,组合,.,198,注：此关系也称为亥姆霍兹(Helmholtz)速度分解定理，该定理可简述为：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，与O点相同的平移速度（移运）；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）。,.,199,二、物理意义（以平面流动进行分析）,1.平移运动,向左移动,向上移动,.,200,流体力学,2.线变形运动,每秒内单位长度的伸长（或缩短）量称为线应变速度,同理y向线变形速度：,B、C在x方向有速度差,经过dt时间BC边伸长,单位时间单位长度的伸长：,.,201,3.角变形运动,B、C在y方向有速度差：,在dt时间内BC线段将旋转：,同理，AB在dt时间线段将旋转：,.,202,单位时间内直角ABC变成锐角ABC，变形速度为：,定义XY平面的剪切变形率为：,同理可得：,.,203,4.旋转运动,流体微团的旋转角速度的定义为每秒内绕同一转轴的两条互相垂直的微元线段旋转角度的平均值。,规定逆时针旋转角度为正：,BC边旋转的角度为：,BA边旋转的角度为：,.,204,轴旋转角速度为两个互相垂直边旋转角速度的一半：,.,205,写成矢量形式为：,.,206,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。,三、有旋运动和无旋运动,在笛卡儿坐标系中：,.,207,即当流场速度同时满足：,时流动无旋,需要指出的是，有旋流动和无旋流动仅由流体微团本身是否发生旋转来决定，而与流体微团本身的运动轨迹无关。,.,208,【例】某一流动速度场为，其中a是不为零的常数，流线是平行于x轴的直线。试判别该流动是有旋流动还是无旋流动。,【解】由于,所以该流动是有旋运动。,.,209,第三节理想流体的运动方程定解条件,在x方向：,一、运动微分方程,两端同除以微元体的质量,.,210,将加速度的表达式代入,其矢量式为：,公式为理想流体运动微分方程式，物理上表示了作用在单位质量流体上的质量力、表面力和惯性力相平衡。该式推导过程中对流体的压缩性没加限制，故可适用于理想的可压流体和不可压缩流体，适用于有旋流动和无旋流动。,.,211,将上式作恒等变形，便可以直接由运动微分方程判定流动是有旋还是无旋流动，在式的第一式右端同时加减、，得:,所以,.,212,写成矢量形式,如果流体是在有势的质量力作用下，流场是正压性的，则：,将压强函数对坐标的偏导数有:,将上述关系代入式得:,.,213,二、定解条件,方程组的封闭问题,还需要增添一个方程，使方程组封闭，才能求解。,对于不可压缩流体，,对于密度仅是压强的函数的流体,.,214,方程组的定解条件,1.初始条件,初始条件是指在起始瞬时t0所给定的流场中每一点的流动参数。,定常流动不需要给定初始条件。,.,215,2、边界条件,边界条件是指任一瞬时运动流体所占空间的边界上必须满足的条件。,.,216,固体壁面,流体既不能穿透壁面，也不能脱离壁面而形成空隙，即流体与壁面在法线方向的相对分速度应等于零。即：,若固壁是静止的：,在两种不同流体交界面上：,流体交界面,无穷远处,一般给定无穷远处流体的速度、压强和密度。,流道进、出口处,一般给定进、出口处的速度分布、温度、压力等。,.,217,一、欧拉积分,当理想正压性流体在有势的质量力作用下作定常无旋流动时，下式右端为零。若在流场中任取一有向微元线段，其在三个坐标轴的投影分别为dx、dy、dz，将它们分别依次乘下式并相加，得:,第四节理想流体运动方程的积分式,.,218,积分,上式为欧拉积分的结果，表明理想正压性流体在有势的质量力作用下作定常无旋流动时，单位质量流体的总机械能在流场中保持不变。,.,219,三、伯努利积分,当理想正压性流体在有势的质量力作用下作定常有旋流动时，下式右端第一项等于零。由流线的特性知，此时流线与迹线重合，在流场中沿流线取一有向微元线段，其在三个坐标轴上的投影分别为，将它们的左、右端分别依次乘下式的左、右端，相加有,.,220,该积分为伯努利积分。表明理想正压性流体在有势的质量力作用下作定常有旋流动时，单位质量流体的总机械能沿流线保持不变。通常沿不同流线积分常数值有所不同。,.,221,第五节涡线、涡管、涡束和涡通量,一、涡线、涡管、涡束,涡线,涡管,涡束,涡通量,在有旋流动流场的全部或局部区域中连续地充满着绕自身轴线旋转的流体微团，于是形成了一个用角速度表示的涡量场（或称角速度场）。,.,222,1.涡线,涡线是一条曲线，在给定瞬时t，这条曲线上每一点的切线与位于该点的流体微团的角速度的方向相重合，所以涡线也就是沿曲线各流体微团的瞬时转动轴线。,根据涡通量矢量与涡线相切的条件，涡线的微分方程为:,.,223,2.涡管涡束,在给定瞬时，在涡量场中任取一不是涡线的封闭曲线，通过封闭曲线上每一点作涡线，这些涡线形成一个管状表面，称为涡管。涡管中充满着作旋转运动的流体，称为涡束。,涡管,.,224,3旋涡强度（涡通量）在涡量场中取一微元面积dA，其上流体微团的涡通量为，为dA的外法线方向，定义,为任意微元面积dA上的旋涡强度，也称涡通量。,任意面积A上的旋涡强度为：,如果面积A是涡束的某一横截面积，就称为涡束旋涡强度，它也是旋转角速度矢量的通量。旋涡强度不仅取决于，而且取决于面积A。,涡通量,.,225,第六节速度环量、斯托克斯定理,一、速度环量,涡通量和流体微团的角速度不能直接测得。,实际观察发现，在有旋流动中流体环绕某一核心旋转，涡通量越大，旋转速度越快，旋转范围越扩大。,可以推测，涡通量与环绕核心的流体中的速度分布有密切关系。,.,226,速度环量：速度在某一封闭周线切线上的分量沿该封闭周线的线积分。,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，积分时为参变量。,.,227,规定沿封闭周线绕行的正方向为逆时针方向，即封闭周线所包围的面积总在前进方向的左侧；被包围面积的法线的正方向应与绕行的正方向形成右手螺旋系统。,速度环量,.,228,单连通区域,区域内任一条封闭周线都能连续地收缩成一点而不越出流体的边界。这种区域称为单连通区域。否则，称为多连通区域。,.,229,对多连通域：,通过多连通区域的涡通量等于沿这个区域的外周线的速度环量与沿所有内周线的速度环量总和之差。,.,230,第七节汤姆孙定理亥姆霍兹旋涡定理,一、汤姆孙（W.Thomson）定理：,对于非粘性的不可压缩流体和可压缩正压流体，在有势质量力作用下速度环量和旋涡都是不能自行产生、也是不能自行消灭的。,正压性的理想流体在有势的质量力作用下沿任何由流体质点所组成的封闭周线的速度环量不随时间而变化。,.,231,证明：在流场中任取一由流体质点组成的封闭周线K，它随流体的运动而移动变形，但组成该线的流体质点不变。沿该线的速度环量可表示为式,它随时间的变化率为：,.,232,由于质点线K始终由同样的流体质点组成，,将其代入上式等号右端第一项积分式：,.,233,由理想流体的欧拉运动微分方程，等号右端第二项积分式可表示为:,将上面的结果代入积分式，并考虑到都是单值连续函数，得:,.,234,斯托克斯定理和汤姆孙定理表明，理想正压性流体在有势的质量力作用下，涡旋不会自行产生，也不会自行消失。,.,235,旋涡的基本性质：,1、亥姆霍兹第一定理：,在理想正压性流体的有旋流场中，同一涡管各截面上的旋涡强度相同。,同一涡管上的两截面,涡管上的封闭轴线,.,236,同一涡管上的两截面,涡管上的封闭轴线,在同一涡管上任取两截面A1、A2，在A1、A2之间的涡管表面上取两条无限靠近的线段a1a2和b1b2。由于封闭周线a1a2b1b2a1所围成的涡管表面无涡线通过，旋涡强度为零。根据斯托克斯定理，沿封闭周线的速度环量等于零，即：,.,237,由于而，故得,该定理说明，在理想正压性流体中，涡管既不能开始，也不能终止。但可以自成封闭的环形涡管，或开始于边界、终止于边界。,涡管的存在,自成封闭的管圈,起于边界、终于边界,.,238,.亥姆霍兹第二定理（涡管守恒定理）,理想正压性流体在有势的质量力作用下，流场中的涡管始终由相同的流体质点组成。,K为涡管表面上的封闭周线，其包围的面积内涡通量等于零。由斯托克斯定理知，周线K上的速度环量应等于零；又由汤姆孙定理，K上的速度环量将永远为零，即周线K上的流体质点将永远在涡管表面上。换言之，涡管上流体质点将永远在涡管上，即涡管是由相同的流体质点组成的，但其形状可能随时变化。,涡管上的封闭轴线,.,239,.亥姆霍兹第三定理（涡管强度守恒定理）,理想正压性流体在有势的质量力作用下，任一涡管强度不随时间变化。,若周线K为包围涡管任意的截面A的边界线。由汤姆孙定理知，该周线上的速度环量为常数。根据斯托克斯定理截面A上的旋涡强度为常数。因为A为任意截面，所以整个涡管各个截面旋涡强度都不瞬时间发生变化，即涡管的旋涡强度不随时间变化。由亥姆霍兹三定理可知，粘性流体的剪切应力将消耗能量，使涡管强度逐渐减弱。,.,240,第八节平面涡流,假设在理想不可压缩的重力流体中，有一象刚体一样以等角速度绕自身轴旋转的无限长铅垂直涡束，其涡通量为J。涡束周围的流体在涡束的诱导下绕涡束轴等速圆周运动。,一、平面涡流的定义,涡束内的流动为有旋流动称为涡核区，其半径为,涡束外的流动区域为无旋流动，称为环流区。,漩涡诱导的速度场是无旋的。,.,241,二、速度分布,漩涡内部:流体像刚体一样绕定轴旋转，所以,漩涡内部流体的速度呈线性分布,漩涡外部（环流区）:根据斯托克斯定理,.,242,三、压力分布,1.漩涡外部（环流区）:流体定常且无旋压强分布由伯努利方程式导出。,式中的即为，为无穷远处的压强。将代入上式得:,在环流区内随着半径的减小，流速升高而压强降低，在与涡核交界处，流速达到最高值，而压强则是该区的最低值。,.,243,由于涡束内部为有旋流动，伯努利积分常数随流线变化，故其压强分布可由欧拉运动微分方程导出。对于平面定常流动，欧拉运动微分方程为:,将涡核内任意点的速度投影到直角坐标上，则有，代入上式得:将和分别乘以以上二式，相加后得:,2.漩涡内部:,.,244,或,积分得:,在与环流区交界处，代入上