流体第3章动力学.ppt
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1、第3章 流体动力学基础,自然界与工程实际中,流体大多处于流动状态。本章讨论流体的运动规律以及流体运动与力的关系等基本问题。流体具有易流动性,极易在外力作用下产生变形而流动。由于流体具有粘性,因而在运动时会形成内部阻力。本章内容:讨论理想流体的动力学规律;研究粘性流体的动力学规律;介绍动量方程及其应用。,第3章 流体动力学基础,3.1 研究流体运动的两种方法3.2 研究流体运动时的一些基本概念 3.3 流体运动的连续性方程3.4 无粘性流体的运动微分方程3.5 无粘性流体运动微分方程的伯努利积分,第3章 流体动力学基础,3.6 粘性流体运动的微分方程及伯努利方程3.7 粘性流体总流的伯努利方程3
2、.8 测量流速和流量的仪器 3.9 定常流动总流的动量方程及其应用,3.1 研究流体运动的两种方法,流体的运动参数(或运动要素):表征流体运动的物理量,如流体质点的位移、速度、加速度、密度、压强、动能、动量等等。描述流体运动:也就是要表达这些流动参数在各个不同空间位置上随时间连续变化的规律。研究流体的运动的方法:拉格朗日法欧拉法。,3.1.1 拉格朗日法,拉格朗日法:着眼于流体中各质点的流动情况,考察每一质点的运动轨迹、速度、加速度等流动参数,将整个流体运动当成许多流体质点运动的总和来进行考虑本质:即一般力学研究中的质点系运动的方法,所以也称为质点系法。用拉格朗日法来研究流体运动时,首先要注意
3、的是某一个质点的运动和描述该质点运动的方法。,例如,假定在运动开始时刻t0,某一质点的坐标为(a,b,c),则在其运动以后任意时刻t的坐标位置可表示如下:,(3.1),式中a、b、c和t称为拉格朗日变数。对于某一给定质点,a、b、c是不变的常数。如果t取定值而a、b、c取不同的值,上式便表示了在某一瞬时所有流体质点在该空间区域的分布情况;如果t取变值,则上式便是该质点运动轨迹的参数方程,由此可求得该质点的速度在各坐标轴的分量为:,该质点的加速度分量为:,3.1.1 拉格朗日法,流体的压强、密度等量也可类似的表示为a、b、c和t的函数p=f4(a,b,c,t)、p=f5(a,b,c,t)。拉格朗
4、日法优缺点:优点:在物理概念上清晰易懂;缺点:流体各个质点运动的经历情况,除较简单的射流运动、波浪运动等以外,一般讲是非常复杂的,而且用此方法分析流体的运动,数学上也会遇到很多困难。因此,这个方法只限于研究流体运动的少数特殊情况,而一般都采用下述较为简便的欧拉法。,3.1.1 拉格朗日法,3.1.2 欧拉法,欧拉法:着眼于流体经过空间各固定点时的运动情况,将经过某一流动空间的流体运动,当成不同质点在不同时刻经过这些空间位置时的运动总和来考虑要点:1)分析流动空间某固定位置处,流体的流动参数随时间的变化规律。2)分析由某一空间位置转移到另一空间位置时,流动参数随位置变化的规律。特点:用欧拉法研究
5、流体运动时,并不关心个别流体质点的运动,只需要仔细观察经过空间每一个位置处的流体运动情况。正因为这样,凡是表征流体运动特征的物理量都可以表示为时间t和坐标x、y、z的函数。,例如在任意时刻通过任意空间位置的流体质点速度在各轴上的分量为,(3.4),式中x、y、z和t称为欧拉变数。运动质点的加速度分量可表示为,(3.5),3.1.2 欧拉法,流体的压强、密度也可以表示为:p=f4(a,b,c,t)、p=f5(a,b,c,t)注意:拉格朗日法和欧拉法在研究流体运动时,只是着眼点不同而已,并没有本质上的差别,对于同一个问题,用两种方法描述的结果应该是一致的。,3.1.2 欧拉法,3.2 研究流体运动
6、时的一些基本概念,3.2.1 迹线和流线3.2.1.1 迹线定义:指流体质点的运动轨迹,它表示了流体质点在一段时间内的运动情况。如图3.1所示,某一流体质点在时间内从A运动到B,曲线ACB即为该质点的迹线。如果在这一迹线上取微元长度dl表示该质点M在dt时间内的微小位移,则其速度为 u=dl/dt,图3.1 迹线,3.2.1.1 迹线,它在各坐标轴的分量为 ux=dx/dt,uy=dy/dt,uz=dz/dt(3.6)式中dx、dy、dz为微元位移dl在各个坐标轴上的投影,由式(3.6)可得,(3.7),上式为迹线的微分方程,表示质点M的轨迹。,3.2.1.2 流线,定义:流线是流体流速场内反
7、映瞬时流速方向的曲线,在同一时刻,处在流线上所有各点的流体质点的流速方向与该点的切线方向重合,如图3.2所示。注意:流线表示了某一瞬时,许多处在这一流线上的流体质点的运动情况。流线不表示流体质点的运动轨迹,因此在流线上取微元长度,它并不表示某个流体质点的位移,当然也不能就此求出速度表达式。,图3.2 流线,重要特征:同一时刻的不同流线,互相不可能相交 原因:根据流线的性质,在交点处的流体质点的流速向量应同时相切于这两条流线,即该质点在同一时刻有两个速度向量,这是不可能的。推论:流体在不可穿透的固体边界上沿边界法向的流速分量必等于零,流线将与该边界的位置重合。设某一点上的质点瞬时速度为u=uxi
8、+uyj+uzk,流线上的微元线段矢量为ds=dxi+dyj+dzk。根据定义,这两个矢量方向一致,矢量积为零,于是可得出流线的矢量表示法为 uds=0(3.8)写成投影形式,则 dx/ux=dy/uy=dz/uz(3.9)这就是最常用的流线微分方程。,3.2.1.2 流线,例题3.1 设有一平面流场,其速度表达式是ux=x+t,uy=-y+t,uz=0,求t=0时,过(-1,-1)点的迹线和流线。解(1)迹线应满足的方程是 dx/dt=x+t,dy/dt=-y+t这里t是自变量,以上两方程的解分别是 x=c1et-t-1,y=c2e-t+t-1以t=0 时,x=y=-1代入得c1=c2=0,
9、消去t后得迹线方程 x+y=-2(2)流线的微分方程是 dx/(x+t)=dy/(-y+t)式中t是参数,积分得(x+t)(-y+t)=c以t=0时,x=y=-1代入得c=-1,所以所求流线方程为xy=1,3.2.1.2 流线,3.2.2 定常流动和非定常流动,定常流动:流体质点的运动要素只是坐标的函数而与时间无关。其运动要素,(3.10),如图(a)所示,水头稳定的泄流是定常流动。在某一瞬间通过某固定点作出的流线,是不随时间而改变的。因此在定常流动中,流线与迹线重合。用欧拉法以流线概念来描述和分析定常流动是适合的。,非定常流动:如果流体质点的运动要素,既是坐标的函数又是时间的函数如图(b)所
10、示,变水头的泄流是非定常流动。,3.2.2 定常流动和非定常流动,3.2.3 流面、流管、流束与总流,流面:通过不处于同一流线上的线段上的各点作出流线,则可形成由流线组成的一个面,称为流面。流面上的质点只能沿流面运动,两侧的流体质点不能穿过流面而运动。流管:通过流场中不在同一流面上的某一封闭曲线上的各点作流线,则形成由流线所组成的管状表面称为流管。如图3.4所示。管中的流体称为流束,其质点只能在管内流动,管内外的流体质点不能交流。,微元流束:充满于微小流管中的流体称为微元流束。流线:当微元流束的断面积趋近于零时,则微元流束成为流线。总流:由无限多微元流束所组成的总的流束称为总流。通常见到的管流
11、与河渠水流都是总流。,3.2.3 流面、流管、流束与总流,3.2.4 过流断面、流速、流量,过流断面:与微元流束(或总流)中各条流线相垂直的截面称为此微元流束(或总流)的过流断面(或过水断面),如图3.5所示。由过流断面的定义知,当流线几乎是平行的直线时,过流断面是平面;否则过流断面是不同形式的曲面。,图3.5 过流断面,由于研究对象的不同,流体的运动速度有两个概念:1)点速:是指流场中某一空间位置处的流体质点在单位时间内所经过的位移,称为该流体质点经此处时的速度,简称为点速,用u表示,单位为米/秒(m/s)。严格地说,同一过流断面上各点的流速是不相等的。但微元流束的过流断面很小,各点流速也相
12、差很小,可以用断面中心处的流速作为各点速度的平均值。2)均速:在同一过流断面上,求出各点速度u对断面A的算术平均值,称为该断面的平均速度,简称均速,以v表示,其单位与点速相同。,3.2.4 过流断面、流速、流量,流量:单位时间内通过微元流束(或总流)过流断面的体积流量,称为通过该断面的体积流量,简称流量。其常用单位是米3/秒(m3/s)或升/秒(l/s)。质量流量:有时也用单位时间内通过过流断面的流体质量来表示流量,称为质量流量。微元流束的流量以dQ表示,总流的流量以Q表示。因为微元流束的过流断面与速度方向垂直,所以其过流断面面积与速度的乘积正是单位时间内通过此过流断面的流体体积。故 dQ=u
13、dA(3.11),3.2.4 过流断面、流速、流量,总流的流量,则为同一过流断面上各个微元流束的流量之和,即,(3.12),现在可以看到:断面平均流速就是体积流量被过流断面面积除得的商,即,(3.13),3.2.4 过流断面、流速、流量,3.3 流体运动的连续性方程,运动流体的连续性:运动流体经常充满它所占据的空间(即流场),并不出现任何形式的空洞或裂隙,这一性质称为运动流体的连续性。满足这一连续性条件的等式则称为连续性方程。本节内容:1)先讨论直角坐标系中的连续性方程(即空间运动的的连续性方程);2)再讨论微元流速和总流的连续性方程。,3.3.1 直角坐标系中的连续性方程,在流场中任取一个以
14、M点为中心的微元六面体,如图3.6所示。六面体的各边分别与直角坐标系各轴平行,其边长分别为x,y,z。M点的坐标假定为x,y,z,在某一时刻t,M点的流速为u,密度为。由于六面体取得非常微小,六面体六面上各点t时刻的流速和密度可用泰勒级数展开,并略去高阶微量来表达。,例如2点(如图)的流速为,图3.6 运动流体的微元六面体,如此类推。,现在考虑在微小时间段t 中流过平行表面abcd与a b cd(如图)的流体质量。由于时段微小,可以认为流速没有变化,由于六面体微小,各个面上流速分布可以认为是均匀的,所以,在时间段内,由abcd面流入的流体质量为:,由a b cd(面流出的流体质量为:,两者之差
15、,即净流入量为:,3.3.1 直角坐标系中的连续性方程,用同样的方法,可得在y方向和z方向上净流入量分别为:,和,按照质量守恒定律,上述三个方向上净流入量之代数和必定与t时间段内微元六面体内流体质量的增加量(或减少量)相等,这个增加量(或减少量)显然是由于六面体内连续介质密度加大或减小的结果,即,3.3.1 直角坐标系中的连续性方程,由此可得:,两边除以xy z并移项,得:,(3.14),这就是可压缩流体三维流动的欧拉连续性方程。,3.3.1 直角坐标系中的连续性方程,可压缩流体定常流动的连续性方程为:,(3.15),不可压缩流体(为常数)定常流或非定常流的连续性方程为:,(3.16),上式表
16、明:不可压缩流体流动时,流速u的空间变化是彼此关联、相互制约的,它必须受连续性方程的约束,否则流体运动的连续性将受到破坏,而不能维持正常流动。,3.3.1 直角坐标系中的连续性方程,3.3.2 微元流束与总流的连续性方程,设有微元流束如图3.7所示,其过流断面分别为dA1及dA2,相应的速度分别为u1及u2,密度分别为1及2。若以可压缩流体的定常流动来考虑,则微元流束的形状不随时间改变,没有流体自流束表面流入与流出。,图3.7 微元流束和总流,在时间dt内,经过dA1流入的流体质量为 dM1=1u1dA1dt,经过流出的流体质量为 dM2=2u2dA2dt,3.3.2.1 微元流束的连续性方程
17、,3.3.2.1 微元流束的连续性方程,根据质量守恒定律,流入的质量必须等于流出的质量,可得dM1=dM2 即 1u1dA1=2u2dA2(3.17)对不可压缩流体,1=2,故u1dA1=u2dA2,即 dQ1=dQ2(3.18)这就是不可压缩流体定常流动微元流束的连续性方程。它表明:在同一时间内通过微元流束上任一过流断面的流量是相等的。,3.3.2.2 总流的连续性方程,将式(3.17)对相应的过流断面进行积分,得 A11u1dA1=A2 2u2dA2 引用式(3.13),上式可写成 1mv1A1=2mv2A2 即 1mQ1=2mQ2(3.19)式中1m、2m分别为断面1、2上流体的平均密度
18、。式(3.19)就是总流的连续性方程。对于不可压缩流体,则为 Q1=Q2或A1v1=A2v2(3.20)上式表明:在保证连续性的运动流体中,过流断面面积是与速度成反比的。这是流体运动中的一条很重要的规律。,救火用的水龙喷嘴,废水处理中的沉淀池(图3.8)都是这一规律在工程中的实际应用。,图3.8 平流式沉淀池,3.3.2.2 总流的连续性方程,图3.9 流量的汇入与流出,3.3.2.2 总流的连续性方程,上述总流的连续性方程是在流量沿程不变的条件下导出的。若沿途有流量流进或流出,总流的连续性方程仍然适用,只是形式有所不同。对于图3.9所示的情况,则 Q3=Q1+Q2,A3v3=A1v1+A2v
19、2(3.21)Q4+Q5=Q1+Q2,A4v4+A5v5=A1v1+A2v2(3.22),例题3.2 在三元不可压缩流动中,已知ux=x2+z2+5,uy=y2+z2-3,求uz的表达式。解 由连续性方程式(3.16)可知,积分得:,上式中积分常数C,可以是某一数值常数,也可以是与z无关的某一函数f(x,y),所以:uz=(x+y)z+f(x,y),3.3.2.2 总流的连续性方程,例题3.3 图3.10为一旋风除尘器,入口处为矩形断面,其面积为A2=100mm20mm,进气管为圆形断面,其直径为100mm,问当入口流速为v2=12m/s时,进气管中的流速为多大?解 根据连续性方程可知A1v1
20、=A2v2 故,图3.10 旋风除尘器,3.3.2.2 总流的连续性方程,3.4 无粘性流体的运动微分方程,本节内容:研究无粘性流体运动与力的关系,暂不考虑流体的内摩擦力。作用在流体表面上的力,只有垂直于受力面并指向内法线方向的流体动压力(由动压强引起)。,3.4 无粘性流体的运动微分方程,图3.11 无粘性流体运动和受力情况,在无粘性流体中取出一微元六面体,如图3.11所示。六面体各边分别与各坐标轴平行,各边长度分别为x,y,z。设六面体形心M的坐标为x,y,z,在所考虑的瞬间,M点上的动压强为p,流速为,其分量为ux,uy,uz。又设流体密度为,流体所受的单位质量力为J,它在各轴上的分力为
21、X,Y,Z。,由于流体的动压强只是坐标和时间的函数,因此六面体内的流体在x轴向上所受的表面力和质量力分别为,根据牛顿第二定律,x轴向上的表面力和质量力之和应等于六面体内流体的质量与x轴向上的加速度的乘积,即,3.4 无粘性流体的运动微分方程,整理上式,即可得x方向上单位质量流体的运动方程式为,同理可得,(3.23),若写成矢量形式,则为,(3.24),3.4 无粘性流体的运动微分方程,若写成矢量形式,则为,(3.24),式中符号为哈密顿算子,这就是无粘性流体的运动微分方程,由欧拉1755年首次导出,又称欧拉运动微分方程,它奠定了古典流体力学的基础。式(3.23)中,如ux=uy=uz=0,则欧
22、拉运动微分方程就变为欧拉平衡微分方程式(2.4)。所以欧拉平衡方程是欧拉运动方程的特例。,3.4 无粘性流体的运动微分方程,上式各方程等号右侧的前三项表示流体质点由于位置移动而形成的速度分量的变化率,称为位变加速度。最后一项表示流体质点在经过时间的运动后而形成的速度分量的变化率,称为时变加速度。,(3.25),考虑到式(3.4),求ux,uy,uz的全微分,则式(3.23)可变为,3.4 无粘性流体的运动微分方程,因此,运动流体质点的加速度为位变加速度与时变加速度之和。一般地说,欧拉运动微分方程中有ux、uy、uz和p等四个未知数,但只有三个分量方程,必须与连续性方程结合起来成为封闭方程组,才
23、能求解。从理论上说,无粘性流体动力学问题是完全可以解决的。但是,对于一般情况的流体运动来说,由于数学上的困难,目前还找不到这些方程的积分,因而还不能求得它们的通解。所以只限于在具有某些特定条件的流体运动中,求它们的积分和解。,3.4 无粘性流体的运动微分方程,3.5 无粘性流体运动微分方程的伯努利积分,本节讨论无粘性流体运动微分方程在特定条件下的积分,称为伯努利积分。这一积分是在下述条件下进行的:(1)质量力定常而且有势,即,所以,势函数W=f(x,y,z)的全微分是,(2)流体是不可压缩的,即=常数,(3)流体运动是定常的,即,此时流线与迹线重合,即对流线来说,符合条件,在满足上述条件的情况
24、下,如将式(3.23)中的各个方程对应的乘以dx、dy、dz,然后相加,可得,3.5 无粘性流体运动微分方程的伯努利积分,根据积分条件,可得,因为为常数,上式可写成,沿流线将上式积分,得,(3.26),3.5 无粘性流体运动微分方程的伯努利积分,上式即无粘性流体运动微分方程的伯努利积分。,无粘性流体运动微分方程的伯努利积分表明:在有势质量力的作用下,无粘性不可压缩流体作定常流动时,函数值W-p/-u2/2是沿流线不变的。即处于同一流线上的流体质点,其所具有的函数值W-p/-u2/2是相同的,但对不同流线上的流体质点来说,其函数值W-p/-u2/2是不同的。,图3.12 不同流线的伯努利积分,如
25、图3.12所示,在同一流线上任取1、2两点,则有,3.5 无粘性流体运动微分方程的伯努利积分,一般地说,运动流体将受到各种不同性质的质量力,如惯性力、质量力等。但在许多实际工程中,流体所受的质量力常常只有重力。此时,重力在各坐标轴的分量为 X=0,Y=0,Z=-g 因此 dW=-gdz 积分得 W=-gz+C(C为积分常数)代入式(3.26),可得,3.5 无粘性流体运动微分方程的伯努利积分,式中各项是对单位质量流体而言的。如将上式两端同除以g,并考虑到=g,则有,(3.28),若对同一流线上的任意两点应用以上方程,则上式可写为,(3.29),上式通常称为不可压缩无粘性流体伯努利方程。由于微元
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