Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Уравнения движения сжимаемой жидкости выводятся из законов сохранения массы, количества движения (импульса) и энергии в любом выделенном объеме жидкости. В каждом из этих законов вводятся своп собственные переменные, описывающие баланс. Для описания потока массы требуются две величины: плотность $\rho(\mathbf{x}, t)$ и вектор скорости $\mathbf{u}(\mathbf{x}, t)$ в точке $\mathbf{x}$ в момент времени $t$. В закон сохранения количества движения входят дополнительные величины, описывающие действующие на жидкость силы. Это может быть массовая сила, обычно сила тяжести, действующая на всю жидкость по всему объему. Такая сила, отнесенная к единице массы, обозначается вектором $\mathbf{F}(\mathbf{x}, t)$; соответствующая сила тяжести равна ускорению свободного падения $g$, умноженному на единичный вектор, направленный по вертикали. На жидкость действуют также напряжения, приложенные на границе выбранного ее объема. Напряжение, действующее на какой-либо малый элемент граничной поверхности, считается пропорциональным площади этого элемента. В общем случае оно зависит также от ориентации элемента поверхности. Следовательно, сила, действующая на единичную поверхность, будет функцией от точки приложения $\mathbf{x}$, времени $t$ и единичного вектора $\mathbf{l}$, нор- мального к данному элементу поверхности. Стандартные рассуждения, которые мы уточним ниже, показывают, что $i$-ю компоненту $p_{i}$ напряжения можно записать в виде где величины $p_{j i}(\mathbf{x}, t)$ зависят только от точки $\mathbf{x}$ п времени $t$. Поскольку $p_{i}$ и $l_{i}$ — векторы, компоненты $p_{t i}$ образуют тензор, называемый тензором напряжений в точке $(\mathbf{x}, t)$. Величина $p_{j i}$ представляет собой $i$-ю компоненту силы, действующей на единичный элемент поверхности, нормальный к $j$-му направлению. В законе сохранения энергии вводятся дальнейшие переменные. Жидкость обладает внутренней энергией, связанной с тепловым движением молекул. В теории сплошной среды эта энергия, отнесенная к единице массы, обозначается через $e(\mathbf{x}, t)$. Существует также тепловой поток через границу, и его величина, отнесенная к единице площади поверхности, обозначается вектором $\mathbf{q}(\mathbf{x}, t)$. Теперь мы в состоянии выписать законы сохранения, хотя они не образуют полную систему, поскольку в них неизвестных больше, чем уравнений. Рассмотрим произвольный фиксированный объем $V$ области, занятой жидкостью, и выведем полные уравнения баланса дія этого объема, учитывая перенос жидкости через граничную поверхность $S$. Согласно закону сохранения массы, скорость изменения полной массы в объеме $V$, равной уравновешивается потоком через $S$. Если 1 — вектор внешней нормали к $S$, то нормальная компонента скорости через $S$ равна $l_{j} u_{j} ;$ поэтому Аналогичным образом уравнение полного баланса для $i$-й компоненты количества движения имеет вид Первый член левой части описывает скорость изменения количества движения жидкости в объеме $V$, второй — перенос количества движения через граничную поверхность, третий — скорость изменения количества движения за счет действующих на поверхности $S$ напряжений $p_{i}$, а выражение в правой части — количество движения, порожденное силами, действующими в объеме $V$. Плотность полной энергии (полная энергия, приходящаяся на единицу объема) состоит из суммы кинетической энергии $1 / 2 \rho u_{i}^{2}$ макроскопического движения и внутренней энергии $\rho е$ молекулярного движения. Уравнение баланса энергии имеет вид В интеграле по поверхности первый член снова соответствует вкладу переноса жидкости через границу, второй — работе, совершаемой напряжениями $p_{i}$ на границе, а третий — потере или приросту тепла за счет теплового потока через границу. Выражение в правой части соответствует работе массовых сил. Если параметры течения могут иметь разрывы, то необходимо использовать эти уравнения в интегральной форме. Для одномерных задач интегралы по объему переходят в интегралы по $x$, скажем от $x_{2}$ до $x_{1}$, а интегралы по поверхности сводятся к разности подынтегральных выражений в точках $x_{2}$ и $x_{1}$, так что уравнения принимают вид (5.54), указанный выше при рассмотрении ударных волн. Однако в большей части занимаемой жидкостью области эти параметры будут непрерывно дифференцируемыми, так тто можно перейти к пределу, когда объем $V$ стягивается к точке, и получить соответствующие дифференциальные уравнения. В уравнениях (6.2) — (6.4) дифференцирование по времени можно провести под знаком интеграла по объему, поскольку $V$ не зависит от $t$, а интегралы по поверхности можно преобразовать в интегралы по объему при помощи теоремы о дивергенции: где $v_{j}$ — произвольный непрерывно дифференцируемый вектор, a $V$ — достаточно гладкая область. Таким образом, уравнение (6.2) можно переписать в виде Поскольку подынтегральное выражение непрерывно и уравнение (6.6) выполняется для сколь угодно малого объема $V$, мы приходим к выводу, что (Если бы это выражение было отличным от нуля в какой-либо точке, то, в силу непрерывности, оно сохраняло бы знак в некотором малом объеме $V$ и равенство (6.6) не выполнялось бы.) При подстановке выражения (6.1) в уравнения (6.3) и (6.4) последние аналогичным образом приводятся к следующему виду: При выводе формулы (6.1) обычно пользуются рассуждениями, которые по существу являются первым приближением $\kappa$ (6.3). Если наибольшее расстояние между точками, принадлежащими объему $V$, равно $d$, то величина объема $V$ представляет собой $O\left(d^{3}\right)$. Тогда, в силу теоремы о среднем, интеграл по этому объему от любой непрерывной функции равен $O\left(d^{3}\right)$. Первый интеграл по поверхности в уравнении (6.3) равен соответствующему интегралу по объему, согласно теореме о дивергенции (6.5) и, следовательно, также является $O\left(d^{3}\right)$. Таким образом, из уравнения (6.3) следует, что для всех $S$. Соотношение (6.1), очевидно, является достаточным, поскольку можно использовать теорему о дивергендип. Для доказательства необходимости условия (6.1) определим сначала величины $p_{j i}$ при $j=1,2,3$ как значения $p_{i}$ для элемента поверхности перпендикулярного к осям $x_{1}, x_{2}$ и $x_{3}$ соответственно. Применим соотношение (6.10) к частному случаю малого тетраэдра, три грани которого перпендикулярны трем осям координат. Если четвертая грань имеет единичную нормаль 1 и площадь $\Delta S$, то площади остальных трех граней равны проекциям $l_{1} \Delta S, l_{2} \Delta S$ и $l_{3} \Delta S$. Тогда из (6.10) следует, что где $p_{i}$ (l) и $p_{j i}$ взяты в некоторых определяемых теоремой о среднем точках, лежащих на соответствующих гранях. В пределе $d \rightarrow 0$ имеем что согласуется с равенством (6.1). Это довольно неэлегантное доказательство, но, по-видимому, его нельзя существенно улучшить. В связи с уравнениями сохранения естественно спросить, что новое вносит закон сохранения момента количества движения (кинетического момента). Например, мы имели бы для $x_{3}$-компоненты кинетического момента и аналогичные выражения для других компонент. Если теперь в (6.11) подставить (6.8), то бо́льпая часть членов взаимно уничтожится и останется равенство Таким образом, закон сохранения кинетического момента приводит к симметрии тензора напряжений Это ценная информация, однако она является второстепенной по сравнению с остальными уравнениями. Уравнения (6.7) — (6.9) дают пять соотношений для четырнадцати величин $\rho, u_{i}, p_{j i}, q_{i}, e$. Для того чтобы система стала полной, на эти переменные накладываются различные дополнительные соотношения.
|
1 |
Оглавление
|