北航空气动力学课件第四章.ppt

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1、北航空气动力学课件第四章 Four short words sum up what has lifted most successful Four short words sum up what has lifted most successful individuals above the crowd: a little bit more. individuals above the crowd: a little bit more. -author -author -date-dateFolie2第第4 4章章 粘性流体动力学基础粘性流体动力学基础4.1、流体的粘性及其对流动的影响4.2、

2、流体微团的运动形式与速度分解定理4.3、粘性流体的应力状态4.4、广义牛顿内摩擦定理（本构关系）4.5、粘性流体运动方程-Navier-Stokes方程4.6、粘性流体运动的基本性质4.7、层流、紊流及其能量损失Folie34.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响1、流体的粘滞性、流体的粘滞性 在静止状态下，流体不能承受剪力。但是在运动状态下，流体可以承受剪力，而且对于不同种流体所承受剪力大小是不同的。 流体的粘滞性粘滞性是指：流体在运动状态下抵抗剪切变形能力 流体的剪切变形是指流体质点之间出现相对运动因此，流体的粘滞性是指抵抗流体质点之间的相对运动的能力。 流体抵

3、抗剪切变形的能力，可通过流层之间的剪切力表现出来。（这个剪切力称为内摩擦力）。流体在流动过程中，必然要克服内摩擦力做功，因此流体粘滞性是流体发生机械能损失的根源流体粘滞性是流体发生机械能损失的根源。 牛顿的内摩擦定律（Newton，1686年）F=AU/hFolie44.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响 流层之间的内摩擦力与接触面上的压力无关。 设 表示单位面积上的内摩擦力（粘性切应力），则 - 流体的动力动力粘性系数。 量纲、单位：=M/L/T kg/m/s Ns/m2=Pa.s； 水： 1.13910-3 空气：1.788510-5 =/-流体的运动运动粘性

4、系数。 量纲、单位： =L2/T m2/s。 水： 1.13910-6 空气： 1.46110-5hUAFFolie54.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响一般流层速度分布不是直线，而是曲线，如图所示。 此时，流层间的内摩擦力涉及到速度的方向导数：F=Adu/dy =du/dy du/dy - 表示单位高度流层的速度增量，称为流速梯度。Folie64.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响 实际上，流体切应力与速度梯度的一般关系可表示为：ndyduBA1 - = 0+du/dy2 - = (du/dy)1/23 - = du/dy4 -

5、= (du/dy)25 -理想流体 =0 5 du/dy1234 1-binghan流体，泥浆、血浆、牙膏等2-伪塑性流体，尼龙、橡胶、油漆、绝缘3-牛顿流体，水、空气、汽油、酒精等4-胀塑性流体，生面团、浓淀粉糊等5-理想流体，无粘流体。Folie74.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响2、粘性流体运动特点 自然界中流体都是有粘性的，因此粘性对流体运动的影响是普遍存在的。但对于具体的流动问题，粘性所起的作用并不一定相同。特别是象水和空气这样的小粘性流体水和空气这样的小粘性流体，对于某些问题忽略粘性的作用可得到满意忽略粘性的作用可得到满意的结果的结果。因此，为了简

6、化起见，提出了理想流体的概念和理论。 回忆达拉贝尔疑题。 以下用若干流动事例说明粘性流动与无粘流动的差别。Folie8（1）绕过平板的均直流动 当理想流体绕过平板（无厚度）时，平板对流动不产生任何影响，在平板表面，允许流体质点滑过平板，但不允许穿透平板（通常称作为不穿透条件不穿透条件）。平板对流动无阻滞作用，平板阻力为零。 但如果是粘性流体，由于存在粘性，紧贴平板表面的流体质点粘附在平板上，与平板表面不存在相对运动（既不允许穿透，也不允许滑动），即：在边界面上流体质点必须满足不穿透条件不穿透条件和不滑移条件不滑移条件。随着离开平板距离的增大，流体速度有壁面处的零值迅速增大到来流的速度。这样在平

7、板近壁区存在速度梯度很大的流动，因此流层之间的粘性切应力就不能忽略，对流动起控制作用。这个区称为边界层区边界层区。平板对流动起阻滞作用，平板的阻力不为零，有：LfdxD002Folie94.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响（2）圆柱绕流 Folie10Streamlines for flow around a circular cylinder at 40 Re 50.(g=0.0001, L=300 lu, D=100 lu) (Photograph by Sadatoshi Taneda. Taneda 1956a, J. Phys. Soc. Jpn.,

8、11, 302-307.)S.GokaltunFlorida International University4.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响Folie114.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响 理想流体绕流圆柱时，在圆柱上存在前驻点A，后驻点D, 最大速度点B、C。中心流线在前驻点分叉，后驻点汇合。根据Bernoulli定理，流体质点绕过圆柱所经历的过程为在A-B（C）区，流体质点在A点流速为零，压强最大，以后质点的压强沿程减小，流速沿程增大，到达B点流速最大，压强最小。AB区属于增速减压区，顺压梯度区； 在B（C）-D区，流

9、体质点的压强沿程增大，流速沿程减小，到达D点压强最大，流速为零。该区属于减速增压区，逆压梯度区。在流体质点绕过圆柱的过程中，只有动能、压能的相互转换，而无机械能的损失。在圆柱面上压强分布对称，无阻力存在。0)cos(2RsdspD著名的达朗贝尔佯谬著名的达朗贝尔佯谬Folie12 对于粘性流体的绕流，与理想流体绕流存在很大的差别。由于流体与固壁表面的粘附作用，在物面近区将产生边界层，受流体粘性的阻滞作用，流体质点在由A点到B点的流程中，将消耗部分动能用之克服摩擦阻力做功，以至使其无法满足由B点到D点压力升高的要求，导致流体质点在BD流程内，流经一段距离就会将全部动能消耗殆尽（一部分转化为压能，

10、一部分克服摩擦阻力做功）。 于是在壁面某点速度变为零（S点），以后流来的流体质点将从这里离开物面进入主流场中，这一点称为分离点。这种现象称为边界层分离边界层分离。在分离点之间的空腔内流体质点发生倒流，由下游高压区流向低压区，从而在圆柱后面形成了旋涡区。这个旋涡涡区的出现，使得圆柱壁面压强分布发生了变化，前后不对称（如前驻点的压强要明显大于后驻点的压强），因此出现了阻力D。0)cossin(20RsdspDFolie134.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响前驻点后驻点有粘时：前后压力分布不再对称后部压力小于前部压力来源于粘性损失1.形成压差阻力压差阻力0)coss

11、in(20RsdspDFolie144.14.1、流体的粘性及其对流动的影响、流体的粘性及其对流动的影响总的结论如下：（1）粘性摩擦切应力粘性摩擦切应力与物面的粘附条件粘附条件（无滑移条件）是粘性流体运动有别与理想流体运动的主要标志。（2）粘性的存在是产生阻力的主要原因产生阻力的主要原因。（3）边界层的分离边界层的分离必要条件是：流体的粘性和逆压梯度。（4）粘性对于研究阻力、边界层及其分离、旋涡的扩散等问题起主导作用，不能忽略。Folie154.24.2、流体微团的运动形式与速度分解定理、流体微团的运动形式与速度分解定理4.2.1 流体微团运动的基本形式流体微团运动的基本形式 流体微团在运动过

12、程中，将发生刚体运动刚体运动（平动和转动）与变形运动变形运动（线变形和角变形运动）。平动转动线变形角变形Folie164.24.2、流体微团的运动形式与速度分解定理、流体微团的运动形式与速度分解定理4.2.2 速度分解定理速度分解定理 德国物理学家 Helmholtz（1821-1894）1858年提出的流场速度的流场速度的分解定理分解定理，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。),(0zyxM),(),(),(tzyxwtzyxvtzyxu),(1tzzyyxxM),(),(),(tzzyyxxwtzzyyxxvtzzyyxxu在 ，速度为 在

13、 点处，速度为：Folie174.24.2、流体微团的运动形式与速度分解定理、流体微团的运动形式与速度分解定理以 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：zzuyyuxxutzyxutzzyyxxu),(),(11, 22vwyzxxzxwzuyyuxvzzuxwyyuxvxxutzyxutzzyyxxu2121- 2121),(),(Folie184.24.2、流体微团的运动形式与速度分解定理、流体微团的运动形式与速度分解定理整理有：如果令：综合起来，有：121212xxxyxzuuuxxxvuxywuxz1212zyvuxyuwzx(, )( , , , )(

14、)yzxxxyxzu xx yy zz tu x y z tzyxyz (, )11( , , , )2211 -22u xx yy zz tuvuwuu x y z txyzxxyxzvuuwyzxyzx Folie194.24.2、流体微团的运动形式与速度分解定理、流体微团的运动形式与速度分解定理对于 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引起的。 zyxxytzyxwzzwyywxxwtzyxwtzzyyxxwzyxzxtzyxvzzvyyvxxvtzyxvtzzyyxxvzzyzxzyxzyyyxyxz

15、)(),(),(),()(),(),(),( rrMuMu)()(01Folie204.24.2、流体微团的运动形式与速度分解定理、流体微团的运动形式与速度分解定理定义如下：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）：流体微团旋转角速度：),(),(),(tzyxwtzyxvtzyxuzwyvxuzzyyxx,zvywzuxwyuxvyzxzxy21,21,21yuxvxwzuyuxvzyz21,21,21Folie214.24.2、流体微团的运动形式与速度分解定理、流体微团的运动形式与速度分解定理4.2.3 有旋运动与无旋运动有旋运动与无旋运动流体质点的涡量定义

16、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。v wuzyxiurotu k j 2Folie224.2.4 变形率矩阵（或变形率张量）变形率矩阵（或变形率张量） 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 称为变形率矩阵变形率矩阵，或变形率张量变形率张量。该项与流体微团的粘性应力存在直接关系。 zzzyzxyzyyyxxzxyxx 定义，流体微团的变形率矩阵为：该矩阵是个对称矩阵对称矩阵(无外加动量输入无外加动量输入) ，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：zzzyzxyzyyyxxzxyxxzxyz

17、xyzzxxzzyyyyxxzzyyxxIII 3222211212xyxzvuxywuxzFolie23 对于第一不变量第一不变量，具有明确的物理意义。表示速度场的速度场的散度散度，或流体微团的相对体积膨胀率微团的相对体积膨胀率。 如果选择坐标轴是三个变形率矩阵的主轴，则此时变形率矩阵的非对角线上的分量为零，相应的变形率矩阵与不变量为VzwyvxuIzzyyxx1 321 0 00 00 0 321331322123211IIIFolie244.3、粘性流体的应力状态1、理想流体和粘性流体作用面受力差别、理想流体和粘性流体作用面受力差别 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

18、，不具有抵抗剪切变形的能力。理想流体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。 粘性流体粘性流体在运动状态下，流体质点之间不可以存在相对运动，流体具有抵抗剪切变形的能力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。 Folie254.34.3、粘性流体的应力状态、粘性流体的应力状态2、粘性流体中的应力状态、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

19、用于任意方向微元面积上合应力可分解为法向应力法向应力和切向应力切向应力。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三个分量，其中垂直于作用面的为法应力法应力，另外两个另外两个与作用面相切为切应力切应力，分别平行于另外两个坐标轴，为切应力在坐标轴方向的投影分量。 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。Folie26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 如果在同一点上给定三个相互垂直坐标面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

20、用面上的应力可通过坐标变换唯一确定唯一确定。因此，我们把三个坐标面上的九个应力分九个应力分量量称为该点的应力状态应力状态，由这九个应力分量组成的矩阵称为应力矩阵应力矩阵（或应力张量）。kjiyzyyyxykjizzzyzxzkjixzxyxxx作用面作用面作用边作用边* 回顾变形率矩阵 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。 xyxzyxyyyzzyzz xxzxxyyxxzzxyzzy Folie274.3、粘性流体的应力状态（1）在理想流体理想流体中，不存在切应力，三个法向应力相等，等于该点压强压强的负

21、值负值。即 1 0 00 1 00 0 1 ppzzyyxx（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零：3xxyyzzp 0 xzxyFolie284.44.4、广义广义牛顿内摩擦定理（本构关系）牛顿内摩擦定理（本构关系）1、牛顿内摩擦定理启发、牛顿内摩擦定理启发 牛顿内摩擦定理牛顿内摩擦定理：粘性流体作直线层状流动直线层状流动时，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： 说明应力矩阵应力矩阵与变形率矩阵变形率矩阵成正比

22、。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。dydudyduxvyuyxyx 2Folie294.4、广义广义牛顿内摩擦定理（本构关系）2、Stokes假设（假设（1845年）年） Stokes（1845年）根据牛顿内摩擦定理的启发，在三大合理假设合理假设下将牛顿内摩擦定律进行推广，提出广义牛顿内摩擦定理广义牛顿内摩擦定理-应力应变率关系（本构关系）： (Stokes，英国数学家、力学家，1819-1903年）（1）流体是连续的，它的应力矩阵与变形率矩阵成线性关系应力矩阵与变形率矩阵成线性关系，与流体的平动和转动无关；（2

23、）流体是各向同性各向同性的，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。Folie304.4、广义牛顿内摩擦定理（本构关系） 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： 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： 0pzzyyxx Ipp001 0 00 1 00 0 1 Iba2a 1 0 0 0 1 00 0 1IFo

24、lie314.4、广义牛顿内摩擦定理（本构关系） 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。可令： 式中， 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321321)()()(bVbbbbbbbzzyyxxzzyyxxzzyyxx321b b b 1232()xxyyzzbbVbI 32133)(32)(bVbbVzzyyxxzzyyxxFolie324.44.4、广义牛顿内摩擦定理（本构关系）、广义牛顿内摩擦定理（本构关系） 归并同类项，得到 在静止状态静止状态下，

25、速度的散度为零，且有 由于 b1 和 b2 均为常数，且要求 p0 在静止状态的任何情况下， 均成立。则有： 然后代入第一式中，有：3213)32()(31 (bVbbzzyyxx00 ()3xxyyzzVp 310)31 (bbp31b 013b322bFolie334.44.4、广义牛顿内摩擦定理（本构关系）、广义牛顿内摩擦定理（本构关系）如果令：称为流体压强流体压强。则本构关系为：上式即为广义牛顿内摩擦定理广义牛顿内摩擦定理（为牛顿流体的本构方程）。用指标形式，上式可表示为3zzyyxxp IVp322 ij2-p2 ij3jiijijiiuuxxuVx Folie344.44.4、广义

26、牛顿内摩擦定理（本构关系）、广义牛顿内摩擦定理（本构关系）对于不可压缩不可压缩流体, 有：如果用坐标系表示，广义牛顿内摩擦定理广义牛顿内摩擦定理为：粘性切应力：法向应力：0V ji 2p-ji iijiijijxuxuxu2 2 2xyxyyzyzzxzxvuwvuwxyyzzx22 22 22xxxxyyyyzzzzuvwppppppxyz ji 322p-ji VxuxuxuiijiijijFolie354.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程1、流体运动的基本方程、流体运动的基本方程 利用牛顿第二定理推导以应力形式表

27、示的流体运动微分方程。(在流场中取一个微分六面体流体微团进行分析，以 x 方向为例，建立运动方程）。dtdumFxdtdudxdzdtdyxdydxdzzdzdxdzdxdyydzdydzdydxxXdxdydzzxzxzxyxyxyxxxxxxx)()()(Folie364.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程 整理后，得到1()1()1()yxxxzxxyyyzyyzxzzzduXxyzdtdvYxyzdtdwZxyzdt 1 1, , jiiijdufdtdufdtxi, j= x y z（） xyxzyxyyyzz

28、yzz xxzx 这是以应力形式表示的流体运动微分方程，具有普遍意义，既适应于理想流体，也适应于粘性流体。这是一组不封闭的方程，在质量力已知的情况下，方程中多了6个应力分量，要想得到封闭形式，必须引入本构关系，如粘性流体的广义牛顿内摩擦定律。 ij2-p2 ij3jiijijiiuuxxuVx Folie374.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程2、Navier-Stokes方程组（粘性流体运动方程组）方程组（粘性流体运动方程组）人类对流体运动的描述历史是： 1500年以前Da Vinci（1452-1519，意大利科学

29、家）定性描述。 1755年 Euler（瑞士科学家，1707-1783）推导出理想流体运动方程。 1822年 Navier（1785-1836，法国科学家）开始考虑流体粘性。 1829年 Poisson(1781-1846) 1843年 Saint Venant（1795-1886) 1845年 Stokes(1819-1903，英国科学家)结束，完成了推导过程，提出现在形式的粘性流体运动方程。（历时90年） Folie384.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程以 x 方向的方程为例，给出推导。引入广义牛顿内摩擦定理，即

30、代入得到：dtduzyxXzxyxxx)(1 322zuxwyuxvVxupzxyxxxzuxwzyuxvyVxuxxpXdtdu1 1 322111 , , jiiijdufi, j= x y zdtx （）Folie394.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程对于 y 和 z 方向的方程为 这就是描述粘性流体运动的粘性流体运动的N-S方程组方程组，适应于可压缩和不可压缩流体可压缩和不可压缩流体zvywzVyvyyuxvxypYdtdv13221 11VzwzzvywyzuxwxzpZdtdw3221 1 11Folie

31、404.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程写成张量的形式为： 对于不可缩流体， ，且粘性系数近似看作常数，方程组可得到简化。仍以 x 向方程进行说明。 13211ijjijjjiiiixuxuxxuxxpXdtdu0V 2222222222222222222221 13221zuyuxuzwyvxuxzuyuxuzuzxwyuyxvxuzuxwzyuxvyVxuxFolie414.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程由此可得到： 张量形式：矢量形式：

32、222222222222222222111zwywxwzpZdtdwzvyvxvypYdtdvzuyuxuxpXdtdu221jiiiixuxpXdtduVpfdtVd1主分量相加分量拉普拉斯算子Folie424.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程 为了研究流体的有旋性，格罗米柯- 兰姆等将速度的随体导数加以分解，速度的随体导数加以分解，把涡量分离出来把涡量分离出来，形成如下形式的N-S方程的格罗米柯格罗米柯-兰姆形式兰姆形式。2222zyuuuuvwxyzuvwvuuwuvwvwxxxxyzxVvwxVVtVdtVda

33、zVwyVvxVutVdtVda)(2122VVVfpt* 对比欧拉方程的对比欧拉方程的格罗米柯格罗米柯-兰姆形式兰姆形式VpfVVtV122涡量Folie434.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程3、 Bernoulli积分积分 伯努利家族（瑞士）前后四代，数十人，形成历史上罕见的数学大家族。其中： Bernoulli, Nocholas(尼古拉斯），1623-1708，第一代； Bernoulli, Johann（约翰），1667-1748，第二代，提出虚位移原理虚位移原理； Bernoulli, Daniel（丹尼

34、尔），1700-1782，第三代， 著有流体动力学（1738），将微积分方法运用到流体动力学中，提出著名的伯努利方程。 与Bernoulli积分理想流体运动方程类似，积分形式的N-S方程假定：（1）不可压缩粘性流体； （2）定常流动；（3）质量力有势； （4）沿流线积分。Folie444.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程 沿流线积分N-S方程，可推导出粘性流体的能量方程粘性流体的能量方程。与理想流体能量方程不同的是，方程中多了一项因粘性引起的损失项，表示流体质点克服粘性应力做功所消耗的能量。 在粘性不可压缩定常流动中，

35、任取一条流线，在流线上某处取一微段ds，该处所对应的流速为： 沿流线积分N-S方程，有：kdzjdyidxsdkwj vi uusdVpfsddtVddzwzpZdzdtdwdyvypYdydtdvdxuxpXdxdtdu1 1 1 1 Folie454.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程流线微段与速度之间的关系为：wdtdzvdtdyudtdx,2 222 2222Vd wdvdudwdwvdvududwdtdzdvdtdydudtdxdzdtdwdydtdvdxdtdusddtVd1dVdsfpVdsdt Folie

36、46质量力有势，因此有：不可压缩定常流动，有：粘性项写成为：在流线微段上，微分形式为：()XdxYdyZdzdxdydzdxyz pddzzpdyypdxxp)111()(wdzvdyudx2()()02pVdudxvdywdz 与理想流体能量微分方程相比，在上式中多了一项与粘性有关的项与粘性有关的项，物理上表示单位质量流体质点克服粘性应力所做的功单位质量流体质点克服粘性应力所做的功，代表机械能的损失，不可能再被流体质点机械运动所利用。故称其为单位质量流体的机械能损机械能损失失或能量损失能量损失。 Folie474.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Na

37、vier-Stokes方程方程 对于质量力只有重力的情况，方程的形式变为方程两边同除以g，得到 表示单位重量流体总机械能量沿流线的变化。0)()2(2wdzvdyudxVpgzd0)()2(2wdzvdyudxggVpzdFolie484.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程 如果令 能量方程变为 单位时间单位重量流体所具有的机械能为 ；单位时间单位重量流体粘性力所做的功为 。沿着同一条流线积分，得到)(wdzvdyudxghdw0)2(2whdgVpzdgVpz22whd 212222211121222221112222

38、wwhgVpzgVpzhdgVpzgVpzFolie494.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程 上式说明，在粘性流体中，沿同一条流线上单位时间单位重量流体的所具有的机械能总是沿程减小的，不能保持守恒（理想流体时，总机械能是保持守恒的，无机械能损失），减小的部分代表流体质点克服粘性应力做功所消耗的机械能量。Folie504.54.5、粘性流体运动方程、粘性流体运动方程-Navier-Stokes-Navier-Stokes方程方程粘性流体的Bernoulli积分方程说明，粘性流体在流动中，无论势能、压能和动能如何转化，但总

39、机械能是沿程减小的，总是从机械能高的地方流向机械能低的地方。通常所说的，水从高处流向低处，高压流向低压，都是不完全的。Folie514.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质 粘性流体运动的基本性质包括：运动的有旋性，旋涡的扩散性，能量的耗散性。 1、粘性流体运动的涡量输运方程 为了讨论旋涡在粘性流体流动中的性质和规律，推导涡量输运方程是必要的。 1 fdtudFolie52 其Lamb型方程是 引入广义牛顿内摩擦定理 122fuutu Iup3224.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质Folie534.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基

40、本性质Lamb型方程变为对上式两边取旋度，得到整理后得到 )2()32(122upfuutu )2()32(122upfuutu )2(1)32(1)1()(upfutFolie544.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质 这是最一般的涡量输运方程。该式清楚地表明：流体的粘性、非正压性和质量力无势，是破坏旋涡守恒的根源。在这三者中，最常见的是粘性作用。由于（1）如果质量力有势、流体正压、且无粘性，则涡量方程简化为 这个方程即为Helmholtz涡量守恒方程。uudtduuuutut)( )()()(0)(uudtdFolie554.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体

41、运动的基本性质（2）如果质量力有势，流体为不可压缩粘性流体，则涡量输运方程变为张量形式为udtduudtd)()()(jjijijixxxudtd2Folie564.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质（3）对于二维流动，上式简化为)0)( ( udtdzz2 2、粘性流体运动的有旋性粘性流体运动的有旋性 理想流体运动可以是无旋的，也可以是有旋理想流体运动可以是无旋的，也可以是有旋的。但粘性流体运动一般总是有旋的。用反证法的。但粘性流体运动一般总是有旋的。用反证法可说明这一点。对于不可压缩粘性流体，其运动可说明这一点。对于不可压缩粘性流体，其运动方程组为方程组为upfdtu

42、du10Folie574.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质 根据场论知识，有 代入上式，得到)()(uuupfdtudu10Folie584.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质 如果流动无旋，则 这与不可压缩理想流体的方程组完全相同，粘性力的作用消失，说明粘性流体流动与理想流体流动完全相同，且原方程的数学性质也发生了变化，由原来的二阶偏微分方程组变成一阶偏微分方程组。但问题出在固壁边界上。在粘性流体中，固壁面的边界条件是：不穿透条件和不滑移条件。即pfdtudu100u 0nuFolie594.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性

43、质 要求降阶后的方程组同时满足这两个边界条件一般是不可能的。这说明粘性流体流动一般总是有旋的。 但也有特例。如果固壁的切向速度正好等于固壁面处理想流体的速度，也就是固壁面与理想流体质点不存在相对滑移，这时不滑移条件自动满足，这样理想流体方程自动满足固壁面边界条件。说明在这种情况下，粘性流体流动可以是无涡的。但一般情况下，固壁面与理想流体质点总是存在相对滑移的，受流体粘性的作用，必然要产生旋涡。由此可得出结论：粘性流体旋涡是由存在相对运动的固壁面与流体的粘性相互作用产生的。Folie604.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质 3、粘性流体旋涡的扩散性 粘性流体中，旋涡的大小

44、不仅可以随时间产生、发展、衰减、消失，而且还会扩散，涡量从强度大的地方向强度小的地方扩散，直至旋涡强度均衡为止。 以一空间孤立涡线的扩散规律为例说明之。涡线强度的定解问题为0 ,r 0,t0 0,r , 0zzzztrrrrtFolie614.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质这是一个扩散方程的定解问题，其解为trtrrtrerrVerdret4040040222122124Folie624.64.6、粘性流体运动的基本性质、粘性流体运动的基本性质4、粘性流体能量的耗散性 在粘性流体中，流体运动必然要克服粘性应力作功而消耗机械能。粘性流体的变形运动与机械能损失是同时存在的

45、，而且机械能的耗散与变形率的平方成正比，因此粘性流体的机械能损失是不可避免的。Folie634.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失1、粘性流体微团的受力及其对流动的影响 粘性流体运动与理想流体运动的主要区别是，微团的受力除惯性力外，还有粘性力，根据这两种力的特点，它们对流体微团运动行为的影响是不同的。按照定义，粘性力的作用是阻止流体微团发生相对运动的，而惯性力的作用与粘性力的作用正好相反，因此在粘性流体流动中，流动的行为决定于这两种力作用的结果。Folie64对于两种受力极端的情况将引起人们高度的重视，其一是粘性力的作用远大于惯性力的作用，其二是惯性力的作用远大于粘性力的

46、作用，可以推测在这两种情况下流体微团的运动特征是极然不同的。由此引出了层流、紊流的概念。4.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失Folie654.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失2、粘性流体运动的基本型态（Reynolds转捩试验） 早期人们发现管道中的流速大小与水头损失（能量损失）有关。 1839-1869年Hagen，G.发现，管中流速小时，水流像一根玻璃柱，清晰透明；而在大流速时，水流浑浊，不再清晰，流速时大时小。Hagen认为这种现象与管径、流速、粘性有关。Folie664.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失 1880年

47、，O.Reynolds（英国科学家）用管径2.54cm、长度1.372m玻璃管进行了著名的流态转捩试验，并于1883年在一篇论文中明确指出了管中水流存在层流和紊流两种流态，当年Reynolds用 无量纲数来判别流态，并把这两种流动称为顺直流动（Direct motion）和曲折流动（Sinuous motion），后来演变为现在的名称层流（Laminar flow）和紊流(Turbulent flow，在流体力学中也称湍流)。（紊字脱出流体质点运动的随机性，湍字突出流体质点脉动行为）。 0ReVrFolie674.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失 Folie684.7

48、4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失(1)小流速cd段为层流,(2)大流速ab段为紊流,(3)bc或bec段为过渡段,Vhf2Vhf0 . 275. 1VhfmfVh Folie694.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失3、流动形态的判别准则-临界Re数 实验发现：层流和紊流转捩的临界流速与管径、流体密度和动力粘性系数有关。临界流速与动力粘性系数成正比，与管径和流体密度成反比。由量纲分析可得),(dfVcdCVdCVcc,dVCdVCcc,),(Re边界条件来流扰动fdVdVcccFolie704.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失

49、把这个无量纲数称为临界Re数。对于同一边界特征的流动，下临界Re数是不变的。对于圆管流动Reynolds给出的结果是，Rec=2000，Schiller(1921)给出的结果为2320(目前认为比较精确，普遍用2300)；后来人们重新分析Reynolds实验结果，发现Rec=2400。上临界Re数是一个变数，与来流扰动直接有关。Folie714.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失4、Re数的物理意义 Re数表示惯性力与粘性力的比值，惯性力的作用是促使质点失稳，扰动放大；粘性力的作用是对质点起约束作用的，是遏制扰动的。 Re数大表示质点惯性力大于粘性力，流动失去稳定，流动为

50、紊流； Re数小表示质点粘性力大于惯性力，流动稳定，层次分明，层流。Folie724.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失5、阻力损失分类 在粘性流体流动中，机械能损失是不可避免的。在管道中损失可为（1）沿程损失（Frictional head loss） 是指流体沿程克服固壁摩擦阻力和流层之间内摩擦阻力做功引起的机械能损失。（2）局部损失hj(Local head loss) 是指流体绕过管壁发生突变的区域，使流动发生急剧变化而引起的内摩擦阻力做功损失的机械能。Folie734.7 4.7 层流、紊流及其能量损失层流、紊流及其能量损失(3)沿程损失的一般表达形式 通过管道