工程流体力学教学作者周乃君流体力学粘性流体运动方程及其基本解课件

1、第八章 粘性流体运动方程及其基本解内容提要：流体微团的运动形式与速度分解定理粘性流体的应力状态广义牛顿内摩擦定理（本构关系）Navier-Stokes方程 主要讨论层流问题二维层流精确解18.1 问题的提出旋转容器中液体的粘性效应柱体绕流28.2 雷诺输运定理与连续性方程对于一般物理量（如密度，动量，能量）雷诺输运定理：运动着的流体微团的某一物理量对时间的变化率等于单位时间内控制体中所含该物理量的增量与通过控制面流出相应物理量之和。连续性方程：31、流体微团运动的基本形式 流体微团在运动过程中，将发生刚体运动（平动和转动） 与变形运动（线变形和角变形运动）平动转动线变形角变形8.3 速度分解定

2、理（Helmholtz定理）42、速度分解定理 德国物理学家 Helmholtz（1821-1894）1858年提出的流场速度的分解定理，正确区分了流体微团的运动形式。设在流场中，相距微量的任意两点，按泰勒级数展开给出分解。在 速度为 在 点处，速度为5以x方向速度分量为例，由泰勒级数展开，有将上式分别加、减下列两项得到：6如果令：综合起来，有：7对于y,z方向的速度分量，也可得到写成矢量形式：其中，第一项表示微团的平动速度， 第二项表示微团转动引起的， 第三项表示微团变形（线变形和角变形）引起的。8定义如下：流体微团平动速度：流体微团线变形速度：流体微团角变形速度（剪切变形速度）：流体微团旋

3、转角速度：9流体质点的涡量定义为表示流体质点绕自身轴旋转角速度的2倍。并由涡量是否为零，定义无旋流动与有旋运动。4、变形率矩阵（或变形率张量，或应变率张量） 在速度分解定理中，最后一项是由流体微团变形引起的，其中 称为变形率矩阵，或变形率张量。该项与流体微团的粘性应力存在直接关系。3、有旋运动与无旋运动10定义流体微团的变形率矩阵该矩阵是个对称矩阵，每个分量的大小与坐标系的选择有关，但有三个量是与坐标系选择无关的不变量。它们是：11其中对于第一不变量，具有明确的物理意义。表示速度场的散度，或流体微团的相对体积膨胀率。125.速度梯度分解速度梯度是一个二阶张量Sij即为变形率张量（ ij，应变率

4、张量），ij称为旋转张量。13 流体处于静止状态，只能承受压力，几乎不能承受拉力和剪力，不具有抵抗剪切变形的能力。理想流体在运动状态下，流体质点之间可以存在相对运动，但不具有抵抗剪切变形的能力。因此，作用于流体内部任意面上的力只有正向力，无切向力。 粘性流体在运动状态下，流体质点之间可以存在相对运动，流体具有抵抗剪切变形的能力。因此，作用于流体内部任意面上力既有正向力，也有切向力。 1、理想流体和粘性流体作用面受力差别8.4 粘性流体的受力分析142、粘性流体中的应力状态 在粘性流体运动中，由于存在切向力，过任意一点单位面积上的表面力就不一定垂直于作用面，且各个方向的大小也不一定相等。因此，作

5、用于任意方向微元面积上合应力可分解为法向应力和切向应力。如果作用面的法线方向与坐标轴重合，则合应力可分解为三个分量，其中垂直于作用面的为法应力，另外两个与作用面相切为切应力，分别平行于另外两个坐标轴，为切应力在坐标轴向的投影分量。15 由此可见，用两个下标可把各个应力分量的作用面方位和投影方向表示清楚。其中第一个下标表示作用面的法线方向，第二个下标表示应力分量的投影方向。如，对于x面的合应力可表示为 y面的合应力表达式为 z面的合应力表达式为16 如果在同一点上给定三个相互垂直坐标面上的应力，那么过该点任意方向作用面上的应力可通过坐标变换唯一确定。因此，我们把三个坐标面上的九个应力分量称为该点

6、的应力状态，由这九个应力分量组成的矩阵称为应力矩阵（或应力张量）。根据剪力互等定理，在这九分量中，只有六个是独立的，其中三法向应力和三个切向应力。这个应力矩阵如同变形率矩阵一样，是个对称矩阵。17（1）在理想流体中，不存在切应力，三个法向应力相等，等于该点压强的负值。即（2）在粘性流体中，任意一点的任何三个相互垂直面上的法向应力之和一个不变量，并定义此不变量的平均值为该点的平均压强的负值。即（3）在粘性流体中，任意面上的切应力一般不为零。188.5 动量方程积分形式的理想流体动量方程：积分形式的粘性流体动量方程：微分形式的粘性流体动量方程：198.6 本构方程如图，微元体每个面上有正应力和切应

7、力。第一个角标指垂直于每轴的面，第二个角标指应力方向（坐标轴上的投影）共有9个量，构成二阶张量应力张量： 为研究粘性流体的运动，我们需要找到应力与应变率的关系本构关系 作用于微元上的应力20广义牛顿内摩擦定理（本构关系）1、牛顿内摩擦定理启发 牛顿内摩擦定理得到，粘性流体作直线层状流动时，流层之间的切应力与速度梯度成正比。即： 如果用变形率矩阵和应力矩阵表示，有：说明应力矩阵与变形率矩阵成正比。对于一般的三维流动，Stokes（1845年）通过引入三条假定，将牛顿内摩擦定律进行推广，提出广义牛顿内摩擦定理。212、Stokes假设（1845年）（1）流体是连续的，它的应力矩阵与变形率矩阵成线性

8、关系，与流体的平动和转动无关。（2）流体是各向同性的，其应力与变形率的关系与坐标系的选择和位置无关。（3）当流体静止时，变形率为零，流体中的应力为流体静压强。 由第三条件假定可知，在静止状态下，流体的应力只有正应力，无切应力。即：22 因此，在静止状态下，流体的应力状态为 根据第一条假定，并受第三条假定的启发，可将应力矩阵与变形率矩阵写成如下线性关系式（本构关系）。 式中，系数a、b是与坐标选择无关的标量。参照牛顿内摩擦定理，系数a只取决于流体的物理性质，可取：23 由于系数b与坐标系的转动无关，因此可以推断，要保持应力与变形率成线性关系，系数b只能由应力矩阵与变形率矩阵中的那些线性不变量构成

9、。即令：式中，b1，b2，b3为待定系数。将a、b代入，有：取等式两边矩阵主对角线上的三个分量之和，可得出：24归并同类项，得到：在静止状态下，速度的散度为零，且有：于是，有： 由于b1和b3均为常数，且要求p0在静止状态的任何情况下均成立，则 然后代入第一式中，有25定义流体压强为其中称为虚拟粘性系数（容变/膨胀粘性系数）。则本构关系为：上式即为广义牛顿内摩擦定理（亦为牛顿流体的本构方程，constructive equation）26对于绝大部分牛顿流体（包括气体和液体）流动，虚拟粘性系数0，可以不予考虑，只有在少数特殊情况下，比如激波层内，0。所以一般情况下，本构关系可简化为：用指标形式

10、，上式可表示为27对于不可压缩流体,有：如果用坐标系表示，有：粘性切应力：法向应力：2829本构关系：应力与变形速率之间的关系 对于剪切流动的简单情况，牛顿内摩擦定律：对于剪切流动的复杂情况，牛顿内摩擦定律：根据各向同性假设有x，y，z三个切向应力：30根据斯托克斯假设，在粘性不可压流体中x,y,z三个法向应力的表达式为：将上述三式相加，并根据连续性方程得到：对于静止流体：8.7 N-S方程 如图微元体，每个面上正应力沿外法线方向，切应力沿坐标轴正向，现分析z方向上表面力正应力切应力作用于微元上的应力ABCDHEFG3132质量力：作用于微元上的应力ABCDHEFG3334不可压缩流体，由连续

11、性方程得：35基本方程组： 定解条件未知数：u,v,w,p四个，故方程组封闭，给定定解条件，理论上可求得唯一解。可是，由于是非线性、强耦合偏微分方程组，求解非常困难，通常根据实际问题进行简化后，可求一些简单问题的解。注：理想流体欧拉运动方程就是N-S方程的一种简化。36 上述N-S方程和连续方程适用于不可压流动，对于可压缩流动，还需要加上状态方程和能量守恒方程才能封闭，再加上定解条件，数学上可以求解，但仅对层流有效；对于湍流，通常还需要建立湍流模型进行求解。 N-S方程的边界条件和初始条件 数学上，N-S方程是三个椭圆型二阶偏微分方程联立的方程组，其边界条件应是在一个封闭边界上的狄利克雷或诺伊

12、曼条件。 从物理学方面讲，对于连续介质流体与固体的交界面，实验得到的粘性流动的边界条件是：流体与固体间无穿透且无相对滑动，即un = Un，ut = Utn和t分别表示法向和切向。37 在流场无穷远处，流速为零或常数。需考虑流场中热效应时，热边界条件为：在边界处，温度T为常数或温度梯度T/n为常数。 在两种不同流体的分界面，若它们均为液体，则分界面两侧流体的速度、压强和温度都相等：u1 = u2，p1 = p2，T1 = T2摩擦力和通过分界面的热传导量也相等： 若界面两侧分别是液体和气体，如液体自由表面，则其运动学条件为：在自由表面上的流体质点永远都处于自由表面上；动力学条件为：交界面处的法向应力、切向应力连续。38398.9 二维平面层流解 一、库塔流动（Couette Flow） 如图，平板在水面上运动，假设：二维，定常不可压，层流，不计重力。对基本方程组根据问题性质做适当简化后，直接求出的解称精确解。至今大约有二十多个，它们是其他解法的重要基础。4041(1) 简单库塔流动无压差流动，上板以u0运动其解为：42压差流动(顺压梯度)其解为：(2) 平面泊肃叶流动平面泊肃叶流动43(3)其解为：为上述