Общие свойства движения вязкой жидкости.

Ранее была получена общая система уравнений гидромеха­ники вязкой жидкости и сформулирована постановка задач, позволяющая выделить конкретные движения.

Рассмотрим свойства движений вяз­кой жидкости, являющиеся общими для разнообразных видов ее движения.

Будем предполагать, если не оговорено особо, что коэффи­циенты вязкости μ и теплопроводности k постоянны. В этом случае уравнения Навье — Стокса и уравнение неразрывности образуют замкнутую систему уравнений для определения давле­ния р и составляющих вектора скорости υ _i (i = 1, 2, 3):

, (1)

div v = 0. (2)

Уравнение энергии для несжимаемой жидкости в предположении, что внутренняя энергия является функцией только темпе­ратуры Е = сТ, имеет вид

. (3)

Последнее слагаемое правой части уравнения энергии, как бу­дет показано ниже, характеризует приток тепла, обусловленный работой сил трения

Так как система уравнений (1), (2) не содержит темпе­ратуры Т, то, решив ее, можно определить неизвестные функции v и р, а затем найти температуру Т из уравнения (3). Тогда для определения составляющих тензора напряжений и вектора потока тепла имеем следующие уравнения:

; (4)

, (5)

где .

Для отыскания решений системы (1) — (3) должны быть заданы граничные условия. Характер этих условий в различных задачах был подробно рассмотрен ранее. В частности, при решении задачи об обтекании неподвижного тела с поверх­ностью S безграничным установившимся потоком вязкой жид­кости ищутся решения системы (1), (2), удовлетворяющие условиям

, , .

Необратимость движения вязкой жидкости. Рассмотрим сначала течения идеальной несжимаемой нете­плопроводной жидкости. Такие течения описываются системой уравнений

,

div v = 0. (5)

Массовые силы F = F(x, у, z) известны. Пусть

v = v(x, у, z, t), p = p(x, у, z, t) (6)

— решения системы (5). Введем новые функции

v' == — v (x, у, z, — t),

p' = p (х, у, z, — t). (7)

Очевидно, что если функции (6)—решения системы уравнений (5), то функции (7) также будут решениями этой системы уравнений. Действительно, и . Это свойство называется обратимостью течений идеальной жидко­сти, или иначе инвариантностью по отношению к обращению времени. Таким образом, если движение идеальной несжимае­мой жидкости возможно в одном направлении, то оно возможно с теми же скоростями и давлением в противоположном направ­лении. Докажем теперь, что движения вязкой жидкости в об­щем случае необратимы. Действительно, если v, p — решения системы уравнений (1) и (2), а функции v′, р' определены, как и ранее, по формулам (7), то в силу того, что , grad р' == grad р, , для функций v', p' получим

систему уравнений, которая не будет совпадать с исходной систе­мой уравнений (1) и (2). Таким образом, функции v', p' не являются решениями уравнений Навье — Стокса. Обратимость течения будет иметь место только тогда, когда , т. е. v — гармоническая функция. Но практически для всех граничных задач .

Завихренность течений вязкой несжимаемой жидкости. Будем исходить из системы уравнений для вязкой несжимае­мой жидкости (1), (2). Покажем, что любое решение задачи о потенциальном движении идеальной жидкости является точ­ным решением системы уравнений (1), (2).

Действительно, если движение вязкой жидкости безвихревое,

то

v = gradφ. (8)

В силу уравнения неразрывности divv = 0 имеем

Δ φ = 0 (9)

Отсюда следует, что

Δ v = Δ grad φ = grad Δ φ = 0. (10)

Но при наличии (10) уравнения Навье —Стокса (1) совпа­дают с уравнениями Эйлера (5), т. е. решения уравнений Эй­лера при предположении (8) являются и решениями уравне­ний Навье — Стокса.

Рассмотрим задачу об обтекании неподвижного тела уста­новившимся потоком вязкой жидкости. Решение такой задачи должно удовлетворять уравнениям (1), (2) и граничным ус­ловиям , , .

Попробуем найти решение этой задачи в классе потенциаль­ных (безвихревых) течений. Такое решение (если оно суще­ствует) должно удовлетворять уравнению (9) и граничным условиям. Но, как было показано ранее, решение уравне­ния (9) определяется с точностью до циркуляции при сле­дующих условиях

, .

При этом касательная составляющая скорости υ _τ на поверхно­сти тела будет отлична от нуля, т.е. .

Это означает, что потенциальный поток в случае вязкой жид­кости не удовлетворяет в точках соприкосновения с твердой стенкой условию прилипания v |_s = 0, т. е. класс потенциальных течений не может быть использован для решения задач об обте­кании тел вязкой несжимаемой жидкостью. Течения вязкой жидкости в этом случае вихревые. Это второе принципиальное отличие движения вязкой жидкости от движения идеальной жидкости.

Диссипация механической энергии в вязкой жидкости. При движении вязкой жидкости только часть работы, совершенной массовыми и поверхностными силами, идет на изменение кинетической энергии, а остальная часть как механическая энергия теряется (рассеивается, диссипирует), превращаясь в тепло. Здесь D – энергия, которая рассеивается за единицу времени в единице объема. При движении вязкой жидкости происходит диссипация механической энергии. Для идеальной жидкости D=0, так как μ =0.

Точные решения системы уравнений вязкой жидкости.

Система уравнений несжимаемой вязкой жидкости, получек ная ранее, имеет вид

div v = 0.

Отыскание точных решений этой системы существенно труднее, чем для идеальной жидкости. Почти все точные решения в ка­ком-то смысле получены для одномерных течений.

Будем считать течение одномерным, если скорости парал­лельны некоторому направлению в пространстве; при этом в точках плоскости, перпендикулярной этому направлению, гидро­динамические величины могут принимать различные значения. Выберем направление движения за направление оси х. Тогда

. (1)

Выпишем систему уравнений вязкой жидкости, учитывая (1):

, (2)

, (3)

, . (4)

Из (2) следует, что υ _x не зависит от x, из (4) – что p не зависит от y и z, т.е.

, (5)

. (6)

Учитывая (5), перепишем уравнение (3) следующим образом

. (7)

Левая часть (7) не зависит от x, следовательно, может зависеть только от времени

, . (8)

Таким образом, в одномерном движении давление является линейной функцией х. Функции f(t) и f₁(t) могут быть найдены, если в двух сечениях x₁ и х₂ задано давление р, а именно

, ,

Тогда

. (9)

При заданном перепаде давлений скорость находится из уравнения (7):

. (10)

Уравнение (10) по виду совпадает с хорошо изученным уравнением теплопроводности. Неоднородное уравнение (10) может быть сведено к однородному заменой

.

Для отыскания решения уравнения (10) должны быть заданы начальные и граничные условия. Одномерные движения могут осуществляться при течении жидкости в цилиндрических трубах (или вне их). Поэтому граничные условия записываются на контурах l_к, получаемых сечением цилиндра плоскостью х = const:

. (11)

Здесь - скорость точек контура. Начальные условия имеют вид

. (12)

Задача упрощается, если течение установившееся. В этом случае перепад давлений постоянен, и уравнение (10) сводится к уравнению Пуассона

. (13)

Начальные условия отпадают, а граничные условия не зависят от времени

. (14)

В самом общем случае скорость может зависеть от точек контура .

Особый случай одномерного течения представляет безнапор­ное движение жидкости, когда , р = const. При этом вместо (10) имеем уравнение

. (15)

Если движение установившееся, то скорость находится как решение уравнения Лапласа

, (16)

удовлетворяющее граничным условиям (14).

Заметим, что задача (16), (14) эквивалентна задаче об отыскании функции тока ψ в плоских течениях идеальной несжимаемой жидкости

, .

Отсюда следует, что для решения задачи (16), (14) можно использовать метод конформных отображений. Сила f_k, действующая на контур в вязкой жидкости, выражается через циркуляцию Г соответствующего течения идеальной жидкости. Действительно,

.