Уравнение импульса Коши - Cauchy momentum equation

В Уравнение импульса Коши это вектор уравнение в частных производных выдвинутый Коши описывающий нерелятивистский перенос импульса в любом континуум.^[1]

Основное уравнение

В конвективной (или лагранжевой) форме уравнение импульса Коши записывается как:

${displaystyle {frac {Dmathbf {u} }{Dt}}={frac {1}{ho }}abla cdot {oldsymbol {sigma }}+mathbf {f} }$

где

• ${displaystyle mathbf {u} [mathrm {m/s} ]}$ является скорость потока векторное поле, зависящее от времени и пространства,
• ${displaystyle t [mathrm {s} ]}$ является время,
• ${displaystyle {frac {Dmathbf {u} }{Dt}} [mathrm {m/s^{2}} ]}$ является материальная производная равно ${displaystyle partial _{t}mathbf {u} +mathbf {u} cdot abla mathbf {u} }$,
• ${displaystyle ho [mathrm {kg/m^{3}} ]}$ является плотность в данной точке континуума (для которой уравнение неразрывности держит),
• ${displaystyle {oldsymbol {sigma }} [mathrm {Pa=N/m^{2}=kg/mcdot s^{2}} ]}$ является тензор напряжений,
• ${displaystyle mathbf {f} ={egin{bmatrix}f_{x}f_{y}f_{z}end{bmatrix}} [mathrm {m/s^{2}} ]}$ - вектор, содержащий все ускорения, вызванные силы тела (иногда просто гравитационное ускорение ),
• ${displaystyle abla cdot {oldsymbol {sigma }}={egin{bmatrix}{dfrac {partial sigma _{xx}}{partial x}}+{dfrac {partial sigma _{yx}}{partial y}}+{dfrac {partial sigma _{zx}}{partial z}}{dfrac {partial sigma _{xy}}{partial x}}+{dfrac {partial sigma _{yy}}{partial y}}+{dfrac {partial sigma _{zy}}{partial z}}{dfrac {partial sigma _{xz}}{partial x}}+{dfrac {partial sigma _{yz}}{partial y}}+{dfrac {partial sigma _{zz}}{partial z}}end{bmatrix}}[mathrm {Pa/m=kg/m^{2}cdot s^{2}} ]}$ является расхождение тензора напряжений.^[2][3][4]

Обратите внимание, что для ясности мы используем только векторы-столбцы (в декартовой системе координат) выше, но уравнение записывается с использованием физических компонентов (которые не являются ни ковариантами («столбец»), ни контравариантами («строка»)).^[5] Однако, если мы выбрали неортогональную криволинейную систему координат, тогда мы должны вычислять и записывать уравнения в ковариантной («векторы-строки») или контравариантной («векторы-столбцы») форме.

После соответствующей замены переменных его также можно записать в форма сохранения:

${displaystyle {frac {partial mathbf {j} }{partial t}}+abla cdot mathbf {F} =mathbf {s} }$

где j это плотность импульса в данной точке пространства-времени, F - поток, связанный с плотностью импульса, а s содержит все силы тела на единицу объема.

Дифференциальный вывод

Начнем с обобщенный принцип сохранения импульса который можно записать следующим образом: «Изменение импульса системы пропорционально результирующей силе, действующей на эту систему». Это выражается формулой:^[6]

${displaystyle {vec {p}}(t+Delta t)-{vec {p}}(t)=Delta t{vec {ar {F}}}}$

где ${displaystyle {vec {p}}(t)}$ импульс во времени t, ${displaystyle {vec {ar {F}}}}$ это сила, усредненная по ${displaystyle Delta t}$. После деления на ${displaystyle Delta t}$ и переходя к пределу ${displaystyle Delta tightarrow 0}$ мы получили (производная ):

${displaystyle {frac {d{vec {p}}}{dt}}={vec {F}}}$

Давайте проанализируем каждую сторону приведенного выше уравнения.

Правая сторона

Компонент X сил, действующих на стенки кубического жидкого элемента (зеленый для верхних и нижних стенок; красный для левых и правых; черный для передних и задних).

На верхнем графике мы видим приближение функции ${displaystyle f(x)}$ (синяя линия) с использованием конечной разности (желтая линия). На нижнем графике мы видим «бесконечно увеличенную окрестность точки ${displaystyle x_{1}}$"(фиолетовый квадрат на верхнем графике). На нижнем графике желтая линия полностью покрыта синей, поэтому не видна. На нижнем рисунке были использованы две эквивалентные производные формы: ${displaystyle f'(x_{1})={frac {df(x_{1})}{dx_{1}}}}$], а обозначение ${displaystyle Delta f=f(x_{1}+Delta x)-f(x_{1})}$ было использовано.

Мы разделяем силы на силы тела ${displaystyle {vec {F}}_{m}}$ и поверхностные силы ${displaystyle {vec {F}}_{p}}$

${displaystyle {vec {F}}={vec {F}}_{p}+{vec {F}}_{m}}$

Поверхностные силы действуют на стенки кубического жидкого элемента. Для каждой стены компонент X этих сил отмечен на рисунке кубическим элементом (в виде произведения напряжения и площади поверхности, например ${displaystyle -sigma _{xx}dydz [Pacdot mcdot m={frac {N}{m^{2}}}cdot mcdot m=N]}$).

Объяснение значения сил (приближения и минус), действующих на стенки куба.

Это требует некоторого объяснения, почему напряжение, приложенное к стенам, покрывающим оси координат, принимает знак минус (например, для левой стены мы имеем ${displaystyle -sigma _{xx}}$). Для простоты остановимся на левой стене с натяжением ${displaystyle -sigma _{xx}}$. Знак минус связан с тем, что нормальный к этой стене вектор ${displaystyle {vec {n}}=[-1,0,0]=-{vec {e}}_{x}}$ - отрицательный единичный вектор. Затем мы рассчитали вектор напряжения по определению ${displaystyle {vec {s}}={vec {n}}cdot {oldsymbol {sigma }}=[-sigma _{xx},-sigma _{xy},-sigma _{xz}]}$, поэтому компонент X этого вектора равен ${displaystyle s_{x}=-sigma _{xx}}$ (мы используем аналогичные рассуждения для напряжений, действующих на нижнюю и заднюю стенки, то есть: ${displaystyle -sigma _{yx},-sigma _{zx}}$). Второй элемент, требующий пояснения, - это аппроксимация значений напряжений, действующих на стенки напротив стен, охватывающих оси. Давайте сосредоточимся на правой стене, где напряжение является приближением напряжения. ${displaystyle sigma _{xx}}$ от левой стены в точках с координатами ${displaystyle x+dx}$ и он равен ${displaystyle sigma _{xx}+{frac {partial sigma _{xx}}{partial x}}dx}$. Это приближение является результатом применения Формула Тейлора для функции приближенной, т.е. ${displaystyle sigma _{xx}(x+dx)=sigma _{xx}(x)+dx{frac {partial sigma _{xx}(x)}{partial x}}+{frac {dx^{2}}{2}}{frac {partial ^{2}sigma _{xx}(x)}{partial x^{2}}}+...}$ Потому что ценность ${displaystyle dx^{2}}$ бесконечно меньше, чем значение ${displaystyle dx}$, поэтому все компоненты с ${displaystyle dx}$ в степенях больше единицы может быть пропущено как незначительное. Таким образом, мы получили искомую аппроксимацию натяжения на противоположной стене. Более интуитивное представление значения приближения ${displaystyle sigma _{xx}}$ в точке ${displaystyle x+dx}$ показан на рисунке под кубом. Мы продолжаем аналогичные рассуждения для приближений напряжений. ${displaystyle sigma _{yx},sigma _{zx}}$.

Складывая силы (их X-компоненты), действующие на каждую из стенок куба, получаем:

${displaystyle F_{p}^{x}=(sigma _{xx}+{frac {partial sigma _{xx}}{partial x}}dx)dydz-sigma _{xx}dydz+(sigma _{yx}+{frac {partial sigma _{yx}}{partial y}}dy)dxdz-sigma _{yx}dxdz+(sigma _{zx}+{frac {partial sigma _{zx}}{partial z}}dz)dxdy-sigma _{zx}dxdy}$

После заказа ${displaystyle F_{p}^{x}}$ и выполняя аналогичные рассуждения для компонентов ${displaystyle F_{p}^{y},F_{p}^{z}}$ (они не показаны на рисунке, но это будут векторы, параллельные осям Y и Z соответственно) получаем:

${displaystyle F_{p}^{x}={frac {partial sigma _{xx}}{partial x}}dxdydz+{frac {partial sigma _{yx}}{partial y}}dydxdz+{frac {partial sigma _{zx}}{partial z}}dzdxdy}$

${displaystyle F_{p}^{y}={frac {partial sigma _{xy}}{partial x}}dxdydz+{frac {partial sigma _{yy}}{partial y}}dydxdz+{frac {partial sigma _{zy}}{partial z}}dzdxdy}$

${displaystyle F_{p}^{z}={frac {partial sigma _{xz}}{partial x}}dxdydz+{frac {partial sigma _{yz}}{partial y}}dydxdz+{frac {partial sigma _{zz}}{partial z}}dzdxdy}$

Затем мы можем записать это в символической операционной форме:

${displaystyle {vec {F}}_{p}=(abla cdot {oldsymbol {sigma }})dxdydz}$

Внутри контрольного объема действуют массовые силы. Мы можем записать их, используя поле ускорения ${displaystyle mathbf {f} }$ (например, ускорение свободного падения):

${displaystyle {vec {F}}_{m}=mathbf {f} ho dxdydz}$

Левая сторона

Вычислим импульс куба:

${displaystyle {vec {p}}=mathbf {u} m=mathbf {u} ho dxdydz}$

Поскольку мы предполагаем, что проверенная масса (куб) ${displaystyle m=ho dxdydz}$ постоянна во времени, поэтому

${displaystyle {frac {d{vec {p}}}{dt}}={frac {dmathbf {u} }{dt}}ho dxdydz}$

Сравнение левой и правой стороны

У нас есть

${displaystyle {frac {d{vec {p}}}{dt}}={vec {F}}}$

тогда

${displaystyle {frac {d{vec {p}}}{dt}}={vec {F}}_{p}+{vec {F}}_{m}}$

тогда

${displaystyle {frac {dmathbf {u} }{dt}}ho dxdydz=(abla cdot {oldsymbol {sigma }})dxdydz+mathbf {f} ho dxdydz}$

Разделите обе стороны на ${displaystyle ho dxdydz}$, и потому что ${displaystyle {frac {dmathbf {u} }{dt}}={frac {Dmathbf {u} }{Dt}}}$ мы получаем:

${displaystyle {frac {Dmathbf {u} }{Dt}}={frac {1}{ho }}abla cdot {oldsymbol {sigma }}+mathbf {f} }$

что завершает вывод.

Интегральный вывод

Применение Второй закон Ньютона (яth компонент) к контрольный объем в моделируемом континууме дает:

${displaystyle ma_{i}=F_{i}}$

Затем, исходя из Транспортная теорема Рейнольдса и используя материальная производная обозначение, можно написать

${displaystyle {egin{aligned}int _{Omega }ho {frac {Du_{i}}{Dt}},dV&=int _{Omega }abla _{j}sigma _{i}^{j},dV+int _{Omega }ho f_{i},dVint _{Omega }left(ho {frac {Du_{i}}{Dt}}-abla _{j}sigma _{i}^{j}-ho f_{i}ight),dV&=0ho {frac {Du_{i}}{Dt}}-abla _{j}sigma _{i}^{j}-ho f_{i}&=0{frac {Du_{i}}{Dt}}-{frac {abla _{j}sigma _{i}^{j}}{ho }}-f_{i}&=0end{aligned}}}$

где Ω представляет собой контрольный объем. Поскольку это уравнение должно выполняться для любого контрольного объема, должно быть верно, что подынтегральное выражение равно нулю, из этого следует уравнение импульса Коши. Главный шаг (не сделанный выше) при выводе этого уравнения - установить, что производная тензора напряжений - одна из сил, составляющих F_я.^[1]

Форма сохранения

Смотрите также: Закон сохранения (физика)

Уравнение импульса Коши также можно записать в следующем виде:

Уравнение импульса Коши (форма сохранения)

${displaystyle {frac {partial mathbf {j} }{partial t}}+abla cdot mathbf {F} =mathbf {s} }$

просто определив:

${displaystyle {egin{aligned}{mathbf {j} }&=ho mathbf {u} {mathbf {F} }&=ho mathbf {u} otimes mathbf {u} -{oldsymbol {sigma }}{mathbf {s} }&=ho mathbf {f} end{aligned}}}$

где j это плотность импульса в рассматриваемой точке континуума (для которой уравнение неразрывности держит), F - поток, связанный с плотностью импульса, а s содержит все силы тела на единицу объема. ты ⊗ ты это диада скорости.

Здесь j и s иметь такое же количество измерений N как скорость потока и ускорение тела, а F, будучи тензор, имеет N².^{[примечание 1]}

В эйлеровых формах очевидно, что предположение об отсутствии девиаторного напряжения приводит уравнения Коши к уравнению Уравнения Эйлера.

Конвективное ускорение

Пример конвективного ускорения. Поток устойчивый (не зависящий от времени), но жидкость замедляется по мере движения вниз по расширяющемуся каналу (предполагая несжимаемый или дозвуковой сжимаемый поток).

Существенной особенностью уравнений Навье – Стокса является наличие конвективного ускорения: эффект не зависящего от времени ускорения потока относительно пространства. Хотя отдельные частицы континуума действительно испытывают зависящее от времени ускорение, конвективное ускорение поля потока является пространственным эффектом, одним из примеров которого является ускорение жидкости в сопле.

Независимо от типа континуума, конвективное ускорение - это нелинейный эффект. Конвективное ускорение присутствует в большинстве потоков (исключения включают одномерное течение несжимаемой жидкости), но его динамическое влияние не учитывается в ползучий поток (также называемый потоком Стокса). Конвективное ускорение представлено нелинейный количество ты · ∇ты, что можно интерпретировать как (ты · ∇)ты или как ты · (∇ты), с участием ∇ты то тензорная производная вектора скорости ты. Обе интерпретации дают одинаковый результат.^[7]

Оператор адвекции против тензорной производной

Условие конвекции ${displaystyle Dmathbf {u} /Dt}$ можно записать как (ты · ∇)ты, где ты · ∇ это оператор адвекции. Это представление можно противопоставить представлению в терминах тензорной производной.^[7] Тензорная производная ∇ты - покомпонентная производная вектора скорости, определяемая формулой [∇ты]_ми = ∂_м v_я, так что

${displaystyle left[mathbf {u} cdot left(abla mathbf {u} ight)ight]_{i}=sum _{m}v_{m}partial _{m}v_{i}=left[(mathbf {u} cdot abla )mathbf {u} ight]_{i},.}$

Форма ягненка

В тождество с векторным исчислением из перекрестное произведение локона держит:

${displaystyle mathbf {v} imes left(abla imes mathbf {a} ight)=abla _{a}left(mathbf {v} cdot mathbf {a} ight)-mathbf {v} cdot abla mathbf {a} ,}$

где индекс Фейнмана ∇_а используется, что означает, что индексированный градиент действует только на множитель а.

ягненок в своей знаменитой классической книге «Гидродинамика» (1895 г.),^[8], использовал это тождество для изменения конвективного члена скорости потока во вращательной форме, то есть без тензорной производной:^{[9][требуется полная цитата ][10]}

${displaystyle mathbf {u} cdot abla mathbf {u} =abla left({frac {|mathbf {u} |^{2}}{2}}ight)+left(abla imes mathbf {u} ight) imes mathbf {u} }$

где вектор ${displaystyle mathbf {l} =left(abla imes mathbf {u} ight) imes mathbf {u} }$ называется Ягненок вектор. Уравнение импульса Коши принимает следующий вид:

${displaystyle {frac {partial mathbf {u} }{partial t}}+{frac {1}{2}}abla left(u^{2}ight)+(abla imes mathbf {u} ) imes mathbf {u} ={frac {1}{ho }}abla cdot {oldsymbol {sigma }}+mathbf {f} }$

Используя личность:

${displaystyle abla cdot left({frac {oldsymbol {sigma }}{ho }}ight)={frac {1}{ho }}abla cdot {oldsymbol {sigma }}-{frac {1}{ho ^{2}}}{oldsymbol {sigma }}cdot abla ho }$

уравнение Коши принимает следующий вид:

${displaystyle abla cdot left({frac {1}{2}}u^{2}-{frac {oldsymbol {sigma }}{ho }}ight)-mathbf {f} ={frac {1}{ho ^{2}}}{oldsymbol {sigma }}cdot abla ho +mathbf {u} imes (abla imes mathbf {u} )-{frac {partial mathbf {u} }{partial t}}}$

Фактически, в случае внешнего консервативное поле, определив его потенциал φ:

${displaystyle abla cdot left({frac {1}{2}}u^{2}+phi -{frac {oldsymbol {sigma }}{ho }}ight)={frac {1}{ho ^{2}}}{oldsymbol {sigma }}cdot abla ho +mathbf {u} imes (abla imes mathbf {u} )-{frac {partial mathbf {u} }{partial t}}}$

В случае установившегося потока производная скорости потока по времени исчезает, поэтому уравнение количества движения принимает следующий вид:

${displaystyle abla cdot left({frac {1}{2}}u^{2}+phi -{frac {oldsymbol {sigma }}{ho }}ight)={frac {1}{ho ^{2}}}{oldsymbol {sigma }}cdot abla ho +mathbf {u} imes (abla imes mathbf {u} )}$

И, проецируя уравнение количества движения на направление потока, т.е. рационализировать, перекрестное произведение исчезает из-за тождества векторного исчисления тройное скалярное произведение:

${displaystyle mathbf {u} cdot abla cdot left({frac {1}{2}}u^{2}+phi -{frac {oldsymbol {sigma }}{ho }}ight)={frac {1}{ho ^{2}}}mathbf {u} cdot ({oldsymbol {sigma }}cdot abla ho )}$

Если тензор напряжений изотропен, то входит только давление: ${displaystyle {oldsymbol {sigma }}=-pmathbf {I} }$ (куда я - тождественный тензор), а уравнение импульса Эйлера в стационарном случае несжимаемой жидкости принимает вид:

${displaystyle mathbf {u} cdot abla left({frac {1}{2}}u^{2}+phi +{frac {p}{ho }}ight)+{frac {p}{ho ^{2}}}mathbf {u} cdot abla ho }$ = 0

В случае установившейся несжимаемой жидкости массовое уравнение просто:

${displaystyle mathbf {u} cdot abla ho =0,,}$

это, закон сохранения массы для установившегося потока несжимаемой жидкости утверждает, что плотность вдоль линии тока постоянна. Это приводит к значительному упрощению уравнения импульса Эйлера:

${displaystyle mathbf {u} cdot abla left({frac {1}{2}}u^{2}+phi +{frac {p}{ho }}ight)=0}$

Удобство определения общая голова для невязкой жидкости поток теперь очевиден:

${displaystyle b_{l}equiv {frac {1}{2}}u^{2}+phi +{frac {p}{ho }},,}$

Фактически, приведенное выше уравнение можно просто записать как:

${displaystyle mathbf {u} cdot abla b_{l}=0}$

Это, баланс количества движения для устойчивого невязкого и несжимаемого потока во внешнем консервативном поле утверждает, что полный напор вдоль линии тока постоянен.

Безвихревые потоки

Форма Лэмба также полезна в безвихревом потоке, где завиток скорости (называемой завихренность ) ω = ∇ × ты равно нулю. В этом случае член конвекции ${displaystyle Dmathbf {u} /Dt}$ сводится к

${displaystyle mathbf {u} cdot abla mathbf {u} =abla left({frac {|mathbf {u} |^{2}}{2}}ight).}$

Стрессы

Влияние напряжения в непрерывном потоке представлено ∇п и ∇ · τ термины; Эти градиенты поверхностных сил, аналогичных напряжениям в твердом теле. Здесь ∇п является градиентом давления и возникает из-за изотропной части Тензор напряжений Коши. Эта часть дается нормальные напряжения что происходит почти во всех ситуациях. Анизотропная часть тензора напряжений приводит к ∇ · τ, который обычно описывает вязкие силы; для несжимаемого потока это только эффект сдвига. Таким образом, τ это девиаторный тензор напряжений, а тензор напряжений равен:^{[11][требуется полная цитата ]}

${displaystyle {oldsymbol {sigma }}=-pmathbf {I} +{oldsymbol { au }}}$

где я это единичная матрица в рассматриваемом пространстве и τ тензор сдвига.

Все нерелятивистские уравнения сохранения импульса, такие как Уравнение Навье – Стокса, можно получить, начав с уравнения движения Коши и задав тензор напряжений через учредительное отношение. Выражая тензор сдвига через вязкость и жидкость скорость, и предполагая постоянные плотность и вязкость, уравнение движения Коши приведет к Уравнения Навье – Стокса. Предполагая невязкий поток, уравнения Навье – Стокса можно упростить до Уравнения Эйлера.

Расходимость тензора напряжений можно записать как

${displaystyle abla cdot {oldsymbol {sigma }}=-abla p+abla cdot {oldsymbol { au }}.}$

Влияние градиента давления на поток заключается в ускорении потока в направлении от высокого давления к низкому.

Как записано в уравнении импульса Коши, члены напряжений п и τ пока неизвестны, поэтому одно это уравнение нельзя использовать для решения задач. Помимо уравнений движения - второго закона Ньютона - необходима силовая модель, связывающая напряжения с движением потока.^[12] По этой причине предположения, основанные на естественных наблюдениях, часто применяются для определения напряжений в терминах других переменных потока, таких как скорость и плотность.

Внешние силы

Векторное поле ж представляет собой силы тела на единицу массы. Обычно они состоят только из сила тяжести ускорение, но может включать и другие, например электромагнитные силы. В неинерциальных системах координат другие «инерционные ускорения», связанные с вращающиеся координаты может возникнуть.

Часто эти силы могут быть представлены как градиент некоторой скалярной величины χ, с участием ж = ∇χ в этом случае они называются консервативные силы. Гравитация в z направление, например, градиент −ρgz. Поскольку давление от такой гравитации возникает только как градиент, мы можем включить его в термин давления как объемную силу. час = п − χ. Члены давления и силы в правой части уравнения Навье – Стокса принимают вид

${displaystyle -abla p+mathbf {f} =-abla p+abla chi =-abla left(p-chi ight)=-abla h.}$

Также в термин «стресс» можно включить внешние воздействия. ${displaystyle {oldsymbol {sigma }}}$ а не член силы тела. Это может даже включать антисимметричные напряжения (входные данные углового момента), в отличие от обычно симметричных внутренних вкладов в тензор напряжений.^[13]

Обезразмеривание

Чтобы уравнения были безразмерными, характерная длина р₀ и характеристическая скорость ты₀ необходимо определить. Их следует выбирать так, чтобы все безразмерные переменные были первого порядка. Таким образом получаются следующие безразмерные переменные:

${displaystyle {egin{aligned}ho ^{*}&equiv {frac {ho }{ho _{0}}}&u^{*}&equiv {frac {u}{u_{0}}}&r^{*}&equiv {frac {r}{r_{0}}}&t^{*}&equiv {frac {u_{0}}{r_{0}}}t[6pt]abla ^{*}&equiv r_{0}abla &mathbf {f} ^{*}&equiv {frac {mathbf {f} }{f_{0}}}&p^{*}&equiv {frac {p}{p_{0}}}&{oldsymbol { au }}^{*}&equiv {frac {oldsymbol { au }}{ au _{0}}}end{aligned}}}$

Подстановка этих перевернутых соотношений в уравнения импульса Эйлера дает:

${displaystyle {frac {ho _{0}u_{0}^{2}}{r_{0}}}{frac {partial ho ^{*}mathbf {u} ^{*}}{partial t^{*}}}+{frac {abla ^{*}}{r_{0}}}cdot left(ho _{0}u_{0}^{2}ho ^{*}mathbf {u} ^{*}otimes mathbf {u} ^{*}+p_{0}p^{*}ight)=-{frac { au _{0}}{r_{0}}}abla ^{*}cdot {oldsymbol { au }}^{*}+f_{0}mathbf {f} ^{*}}$

и разделив на первый коэффициент:

${displaystyle {frac {partial mathbf {ho } ^{*}u^{*}}{partial t^{*}}}+abla ^{*}cdot left(ho ^{*}mathbf {u} ^{*}otimes mathbf {u} ^{*}+{frac {p_{0}}{ho _{0}u_{0}^{2}}}p^{*}ight)=-{frac { au _{0}}{ho _{0}u_{0}^{2}}}abla ^{*}cdot {oldsymbol { au }}^{*}+{frac {f_{0}r_{0}}{u_{0}^{2}}}mathbf {f} ^{*}}$

Теперь определяя Число Фруда:

${displaystyle mathrm {Fr} ={frac {u_{0}^{2}}{f_{0}r_{0}}},}$

то Число Эйлера:

${displaystyle mathrm {Eu} ={frac {p_{0}}{ho _{0}u_{0}^{2}}},}$

и коэффициент поверхностного трения или тот, который обычно называют коэффициентом лобового сопротивления в области аэродинамики:

${displaystyle C_{mathrm {f} }={frac {2 au _{0}}{ho _{0}u_{0}^{2}}},}$

переходя соответственно к консервативные переменные, т.е. плотность импульса и плотность силы:

${displaystyle {egin{aligned}mathbf {j} &=ho mathbf {u} mathbf {g} &=ho mathbf {f} end{aligned}}}$

окончательно формулируются уравнения (теперь без индексов):

Уравнение импульса Коши (безразмерная консервативная форма)

${displaystyle {frac {partial mathbf {j} }{partial t}}+abla cdot left({frac {1}{ho }}mathbf {j} otimes mathbf {j} +mathrm {Eu} ,pight)=-{frac {C_{mathrm {f} }}{2}}abla cdot {oldsymbol { au }}+{frac {1}{mathrm {Fr} }}mathbf {g} }$

Уравнения Коши в пределе Фруда Пт → ∞ (соответствующие незначительному внешнему полю) называются свободными уравнениями Коши:

Уравнение свободного импульса Коши (безразмерная консервативная форма)

${displaystyle {frac {partial mathbf {j} }{partial t}}+abla cdot left({frac {1}{ho }}mathbf {j} otimes mathbf {j} +mathrm {Eu} ,pight)=-{frac {C_{mathrm {f} }}{2}}abla cdot {oldsymbol { au }}}$

и может быть в конце концов уравнения сохранения. Таким образом, предел больших чисел Фруда (низкое внешнее поле) примечателен такими уравнениями и изучается с помощью теория возмущений.

Наконец, в конвективной форме уравнения следующие:

Уравнение импульса Коши (безразмерная конвективная форма)

${displaystyle {frac {Dmathbf {u} }{Dt}}+mathrm {Eu} ,{frac {1}{ho }}abla cdot {oldsymbol {sigma }}={frac {1}{mathrm {Fr} }}mathbf {f} }$

Явные трехмерные конвективные формы

Декартовы 3D координаты

Для асимметричных тензоров напряжений уравнения в целом принимают следующий вид:^{[2][3][4][14]}

${displaystyle {egin{aligned}x&:&{frac {partial u_{x}}{partial t}}+u_{x}{frac {partial u_{x}}{partial x}}+u_{y}{frac {partial u_{x}}{partial y}}+u_{z}{frac {partial u_{x}}{partial z}}&={frac {1}{ho }}left({frac {partial sigma _{xx}}{partial x}}+{frac {partial sigma _{yx}}{partial y}}+{frac {partial sigma _{zx}}{partial z}}ight)+f_{x}[8pt]y&:&{frac {partial u_{y}}{partial t}}+u_{x}{frac {partial u_{y}}{partial x}}+u_{y}{frac {partial u_{y}}{partial y}}+u_{z}{frac {partial u_{y}}{partial z}}&={frac {1}{ho }}left({frac {partial sigma _{xy}}{partial x}}+{frac {partial sigma _{yy}}{partial y}}+{frac {partial sigma _{zy}}{partial z}}ight)+f_{y}[8pt]z&:&{frac {partial u_{z}}{partial t}}+u_{x}{frac {partial u_{z}}{partial x}}+u_{y}{frac {partial u_{z}}{partial y}}+u_{z}{frac {partial u_{z}}{partial z}}&={frac {1}{ho }}left({frac {partial sigma _{xz}}{partial x}}+{frac {partial sigma _{yz}}{partial y}}+{frac {partial sigma _{zz}}{partial z}}ight)+f_{z}end{aligned}}}$

Цилиндрические 3D координаты

Ниже мы запишем основное уравнение в виде тау-давления в предположении, что тензор напряжений симметричен (${displaystyle sigma _{ij}=sigma _{ji}quad Longrightarrow quad au _{ij}= au _{ji}}$):

${displaystyle {egin{aligned}r&:&{frac {partial u_{r}}{partial t}}+u_{r}{frac {partial u_{r}}{partial r}}+{frac {u_{phi }}{r}}{frac {partial u_{r}}{partial phi }}+u_{z}{frac {partial u_{r}}{partial z}}-{frac {u_{phi }^{2}}{r}}&=-{frac {1}{ho }}{frac {partial P}{partial r}}+{frac {1}{rho }}{frac {partial left(r au _{rr}ight)}{partial r}}+{frac {1}{rho }}{frac {partial au _{phi r}}{partial phi }}+{frac {1}{ho }}{frac {partial au _{zr}}{partial z}}-{frac { au _{phi phi }}{rho }}+f_{r}[8pt]phi &:&{frac {partial u_{phi }}{partial t}}+u_{r}{frac {partial u_{phi }}{partial r}}+{frac {u_{phi }}{r}}{frac {partial u_{phi }}{partial phi }}+u_{z}{frac {partial u_{phi }}{partial z}}+{frac {u_{r}u_{phi }}{r}}&=-{frac {1}{rho }}{frac {partial P}{partial phi }}+{frac {1}{rho }}{frac {partial au _{phi phi }}{partial phi }}+{frac {1}{r^{2}ho }}{frac {partial left(r^{2} au _{rphi }ight)}{partial r}}+{frac {1}{ho }}{frac {partial au _{zphi }}{partial z}}+f_{phi }[8pt]z&:&{frac {partial u_{z}}{partial t}}+u_{r}{frac {partial u_{z}}{partial r}}+{frac {u_{phi }}{r}}{frac {partial u_{z}}{partial phi }}+u_{z}{frac {partial u_{z}}{partial z}}&=-{frac {1}{ho }}{frac {partial P}{partial z}}+{frac {1}{ho }}{frac {partial au _{zz}}{partial z}}+{frac {1}{rho }}{frac {partial au _{phi z}}{partial phi }}+{frac {1}{rho }}{frac {partial left(r au _{rz}ight)}{partial r}}+f_{z}end{aligned}}}$

Смотрите также

• Уравнения Эйлера (гидродинамика)
• Уравнения Навье – Стокса
• Уравнения Бернетта
• Расширение Чепмена – Энскога

Примечания

1. Например, в 3D относительно некоторой системы координат вектор j имеет 3 компоненты, а тензоры σ и F имеют 9 (3x3), поэтому явные формы, записанные в виде матриц, будут:

   ${displaystyle {egin{aligned}{mathbf {j} }&={egin{pmatrix}ho u_{1}ho u_{2}ho u_{3}end{pmatrix}}{mathbf {s} }&={egin{pmatrix}ho g_{1}ho g_{2}ho g_{3}end{pmatrix}}{mathbf {F} }&={egin{pmatrix}ho u_{1}^{2}+sigma _{11}&ho u_{1}u_{2}+sigma _{12}&ho u_{1}u_{3}+sigma _{13}ho u_{2}u_{1}+sigma _{12}&ho u_{2}^{2}+sigma _{22}&ho u_{2}u_{3}+sigma _{23}ho u_{3}u_{1}+sigma _{13}&ho u_{3}u_{2}+sigma _{23}&ho u_{3}^{2}+sigma _{33}end{pmatrix}}end{aligned}}}$

   Обратите внимание, однако, что если симметричный, F будет содержать только 6 степени свободы. И Fсимметрия эквивалентна σсимметрии (которая будет присутствовать для наиболее распространенных Тензоры напряжений Коши ), так как диады векторов сами с собой всегда симметричны.

Рекомендации

1. Ачесон, Д. Дж. (1990). Элементарная гидродинамика. Oxford University Press. п. 205. ISBN  0-19-859679-0.
2. Berdahl, C.I .; Стрэнг, В. З. (1986). «Поведение асимметричного тензора напряжений под влиянием завихренности в потоке жидкости» (PDF). ВВС РАЙТА ЛАБОРАТОРИИ. п. 13 (Ниже основного уравнения авторы описывают ${displaystyle sigma _{ki,k}=partial sigma _{ki}/partial x_{k}=abla cdot sigma }$).
3. Papanastasiou, Tasos C .; Георгиу, Георгиос С .; Александру, Андреас Н. (2000). Течение вязкой жидкости (PDF). CRC Press. п. 66,68,143,182 (Авторы используют ${displaystyle abla cdot mathbb {sigma } =abla cdot (pmathbf {I} +mathbf { au } )}$). ISBN  0-8493-1606-5.
4. Дин, Уильям М. (2016). Введение в химическую инженерию и механику жидкостей. Издательство Кембриджского университета. С. 133–136. ISBN  978-1-107-12377-9.
5. Дэвид А. Кларк (2011). «Учебник по тензорному исчислению» (PDF). п. 11 (pdf 15).
6. Андерсон-младший, Джон Д. (1995). Вычислительная гидродинамика (PDF). Нью-Йорк: Макгроу-Хилл. С. 61–64. ISBN  0-07-001685-2.
7. Эмануэль, Г. (2001). Аналитическая гидродинамика (второе изд.). CRC Press. п. 6–7. ISBN  0-8493-9114-8.
8. Агнец, Гораций. «Гидродинамика».
9. См. Batchelor (1967), §3.5, с. 160.
10. Вайсштейн, Эрик В. «Конвективная производная». MathWorld.
11. Бэтчелор (1967) стр. 142.
12. Фейнман, Ричард П.; Лейтон, Роберт Б.; Пески, Мэтью (1963), Лекции Фейнмана по физике, Reading, Massachusetts: Addison-Wesley, Vol. 1, §9–4 и §12–1, ISBN  0-201-02116-1
13. Dahler, J. S .; Скривен, Л. Э. (1961). «Угловой момент континуа». Природа. 192 (4797): 36–37. Bibcode:1961Натура.192 ... 36Д. Дои:10.1038 / 192036a0. ISSN  0028-0836. S2CID  11034749.
14. Пауэлл, Адам (12 апреля 2010 г.). "Уравнения Навье-Стокса" (PDF). п. 2 (Автор использует ${displaystyle abla cdot mathbb {sigma } =abla cdot (pmathbf {I} +mathbf { au } )}$).