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流体力学势流理论

第六章势流理论

本章内容：

1．势流问题求解的思路

2．库塔----儒可夫斯基条件

3.势流的迭加法

绕圆柱的无环绕流，绕圆柱的有环绕流

4．布拉休斯公式

5．库塔----儒可夫斯基定理

学习这部分内容的目的有二：

其一，获得解决势流问题的入门知识，即关键问题是求解速度势。

求出速度势之后，可按一定的步骤解出速度分布、压力分布，以及流体和固体之间的作用力。

其二，明确两点重要结论：

１）园柱体在理想流体中作等速直线运动时，阻力为零（达朗贝尔疑题）；升力也为零。

２）园柱本身转动同时作等速直线运动时，则受到升力作用（麦格鲁斯效应）。

本章重点：

1、平面势流问题求解的基本思想。

2、势流迭加法

3、物面条件，无穷远处条件

4、绕圆柱有环流，无环流流动的结论，即速度分布，压力分布，压力系数分布，驻点位置，流线图谱，升力，阻力，环流方向等。

5、四个简单势流的速度势函数，流函数及其流线图谱。

6、麦马格鲁斯效应的概念

7、计算任意形状柱体受流体作用力的卜拉修斯定理

8、附加惯性力，附加质量的概念

本章难点：

1．绕圆柱有环流，无环流流动的结论，即速度分布，压力分布，压力系数分布，驻点位置，

流线图谱，升力，阻力，环流方向等。

2．任意形状柱体受流体作用力的卜拉修斯定理

3．附加惯性力，附加质量的概念

§６-1几种简单的平面势流

平面流动：

平面上任何一点的速度、加速度都平行于所在平面，无垂直于该平面的

分量；与该平面相平行的所有其它平面上的流动情况完全一样。

例如：

1）绕一个无穷长机翼的流动，

2）船舶在水面上的垂直振荡问题，由于船长比宽度及吃水大得多，且船型纵向变化比较缓慢，可以近似认为流体只在垂直于船长方向的平面内流动，如图６-２所示。

如果我们在船长方向将船分割成许多薄片，并且假定绕各薄片的流动互不影响的话，则这一问题就可以按平面问题处理。

这一近似方法在船舶流体力学领域内称为切片理论。



一、均匀流

流体质点沿ｘ轴平行的均匀速度Vo，如图６-5所示，

Vｘ＝Vo，Vy＝０

平面流动速度势的全微分为



积分：

φ＝Vox（６-4）如图６-3

流函数的全微分为，

积分：

ψ＝Voｙ（６-5）如图６-4

由（６-4）和（６-5）可得：



流线：

ｙ=const，一组平行于ｘ轴的直线，如图６-3中的实线。



等势线：

ｘ＝const，一组平行于ｙ轴的直线，如图６-3中的虚线。

均匀流的速度势还可用来表示平行平壁间的流动或薄平板的均匀纵向绕流，如图６-4所示。

二、源或汇

平面源：

流体由坐标原点出发沿射线流出，反之，流体从各个方向流过来汇聚于一点，谓之平面汇：

与源的流动方向相反。

设源的体积流量为Ｑ，速度以源为中心，沿矢径方向向外，沿圆周切线方向速度分量为零。

现以原点为中心，任一半径ｒ作一圆，则根据不可压缩流体的连续性方程，

体积流量Ｑ

２πｒｖｒ＝Ｑ

∴ｖｒ＝Ｑ/２πｒ（６-6）

在直角坐标中，有

在极坐标中有：

（６-7）图６-6点源和点汇

极坐标中φ和ψ的全微分：



（６-8）

流线：

为θ＝const，从原点引出的一组射线；等势线为ｒ＝const，就是和流线正交的一组同心圆。



由（６-6）式可看出，当Ｑ＞０，则ｖｒ＞０，坐标原点为源点；

如果Ｑ＜０，则ｖｒ＜０，流体向原点汇合，

图６-7扩大壁面和源的互换性乃是汇点。

源（汇）的速度势，还适用于扩大（收缩），渠道中理想流体的流动，如图６-7所示。

三、偶极子图６-8偶极

偶极流：

流量相等的源和汇无限靠近，且随着其间距δｘ→０，其流量Ｑ→∞，且Ｑδｘ→Ｍ（δｘ→０）（６-9）

则这种流动的极限状态称为偶极子，Ｍ称为偶极矩。

用迭加法求φ和ψ。

由图６-8（ａ）所示：

因此

式中ｚ＝δｘｃｏｓθ１ｒ２是个小量，我们利用泰劳展开式

将φ展开并略去δｘ二阶以上小量得

当δｘ→０时，Ｑδｘ→Ｍ，θ１→θ，ｒ2→ｒ。

其中ｒ,θ为Ａ点的极坐标，这样便可从

上式得到偶极子的速度势为

（６-１0）

直角坐标有

（６-11）

对于流函数：

图６-8（ａ）三角形ＢＣＤ：

ｒ２δθ＝δｘｓｉｎθ１，有

所以

ｎθｒ2当δｘ→０时，Ｑδx→Ｍ，ｒ2→ｒ，θ1→θ，所以

（６-12）

直角坐标有

（６－13）

令ψ＝C即得流线族：

或

即

配方后得

（６－14）

流线：

圆心在ｙ轴上与x轴相切的一组圆，如图６-１０（ｂ）中的实线。

流体是沿着上述的圆周，由坐标原点流出，重新又流入原点。

等势线：

中心在ｘ轴上与ｙ轴相切的一组圆，并与ψ＝const正交，如图６-8（ｂ）中的虚线。

应当注意的是，偶极子是有轴线和有方向的。

源和汇所在的直线就是偶极子的轴线，由汇指向源的方向，就是偶极轴的方向。

如图６-8所示的偶极子的方向是ｘ轴的负向。

四、点涡（环流）

流场中坐标原点处有一根无穷长直涡索，方向垂直于平面ｘｙ平面，与ｘｙ平面的交点为一个点涡。

点涡在平面上的诱导速度沿着以点涡为中心的圆周的切线方向，大小与半径成反比，即

（６－15）

极坐标下：

积分得:

（６－16）

流函数

积分：



（６－17）

流线：

ψ＝const就是ｒ＝Ｃ，即一组以涡点为中心的同心圆，如图６-9所示。

注意：

Γ＞０对应于反时针的转动，Γ＜０对应于顺时针的涡旋。

§６－３绕圆柱体的无环量流动，达朗贝尔谬理

势流迭加法：

均匀流、源汇、偶极子、点涡这样一些几种简单的势流，具有可迭加性。

将它们之中的两个或两个以上迭加起来，在用物面边界条件来控制，会获得有实际意义的结果。

绕圆柱体的无环流流动就是一个典型的实例。

理想流体的边界条件：

1）无穷远条件（远场条件）

ｒ＝∞，

或ｒ＝∞，



2）物面条件（近场条件）：

ｒ＝ｒ０，ｖｎ＝ｖｒ＝０称为不可穿透条件

零流线：

ｒ＝ｒ０处ψ＝０是一条流线。

圆柱在静止无界流体中作等速直线运动=均匀流动+偶极子流动

均匀流和偶极子迭加后的速度势和流函数为：



（６－18）

（６－19）

观察ψ＝０这条流线，由（６－２８）式，我们有：

若ｓｉｎθ＝０，有θ＝０或π，因此ψ＝０的流线中有一部分是ｘ轴；

若ｖ０ｒ－Ｍ２πｒ＝０，

即ｒ２＝Ｍ２πｖ０，

令

就有ｒ＝ｒ０，即ｒ＝ｒ０的圆周也是ψ＝０的流线的一部分，如图６－１0所示。

验证边界条件，将

代入φ，有

（６－２0）

速度

（６－21）

当ｒ→∞，从上式可得

当ｒ＝ｒ０时，ｖｒ＝0

这样就证明了均匀流和偶极子迭加的速度势，完全满足绕圆柱体无环流流动的远场和近场的边界条件，它在ｒ≥ｒ０的流动情况与均匀流绕圆柱的流动情况完全一样。

想象把均匀流加偶极子的流动图案中ｒ＜ｒ０的那一部分去掉（不感兴趣），而在其中充实以一个ｒ＝ｒ０的圆柱体，对流场流动不会有任何影响。

因此，绕圆柱体无环流流动的速度势就是均匀流加偶极子的速度势。

圆柱表面的速度分布。

圆柱表面上速度分布：

ｒ＝ｒ０时：

（６－22）

负号表示其方向与s坐标轴方向相反，如图６-10

驻点位置：

Ａ，Ｃ两点θ＝π或０，ｖｓ＝０称为驻点或分流点。

对Ｂ，Ｄ两点：

（６－23）

Ｂ，Ｄ两点：

速度达到最大值，与圆柱体半径无关，恰等于来流速度ｖ０之两倍。

流体从较远处以流速ｖ０流向圆柱，当接近圆柱时，流速逐渐减小，到达Ａ点时速度降至零。

然后分为二支向两侧流去，同时速度逐渐增大。

Ｂ，Ｄ两点：

速度增至２ｖ０，达最大值。

然后又逐渐减小，在Ｃ点汇合时，速度又降至零。

离开Ｃ点后，又逐渐加速，流向后方的无限远处时，再恢复为ｖ０。

圆柱表面上压力分布：

运动是定常，设无穷远均匀流中的压力为ｐ０，忽略了质量力，拉格朗日方程

将园柱表面上速度分布代入，即得圆柱表面上压力分布

（６－24）

物面上的压力分布往往用下式定义的无因次系数来表示：

（６－25）

由（６-24）式可得



（６-2６）

压力系数见图６-１1（ａ）中。

压力分布既对称于ｘ轴也对称于ｙ轴。

Ａ，Ｃ两点压力最大ｃｐ＝１

Ｂ，Ｄ两点压力最小ｃｐ＝－３（６－2７）

沿ψ＝０这条流线压力变化为：

左方无限远处，ｃｐ＝０，当流体流向圆柱体时，压力逐渐增大，流到Ａ点时压力为极大值ｃｐ＝１。

由Ａ点分为两支分别流向Ｂ，Ｄ点，压力逐渐减小，到达这两点时压力为极小值，ｃｐ＝－３。

由Ｂ，Ｄ点流向Ｃ点时，压力逐渐增大，到达Ｃ点，恢复到极大值，ｃｐ＝１。

由Ｃ点流向右方无限远处，压力又再次减小，最后压力重新降至ｐ０，ｃｐ＝０。

（ａ）理想流体；（ｂ）真实流体

图６－１1圆柱体表面上的压力系数分布

理想流体对圆柱体的作用力：

因为其压力分布对称于ｘ轴，显然合力在ｙ轴上的分力Ｌ（升力）为零；同样，因其压力分布对称于ｙ轴，故合力在ｘ轴上的分力Ｒ（阻力）为零，即

升力Ｌ＝０

阻力Ｒ＝０（６－2８）

这一结果与实验结果有严重矛盾，称为达朗贝尔谬理。

如图６-１1（ｂ）所示为圆柱表面压力分布的实测结果。

和图６-１1（ａ）相比较，其前半部保持不变，后半部发生很大变化，Ｃ点处由正压变为负压，破坏了压力分布对ｙ轴的对称性，从而引起了作用于物体的阻力。

其原理，边界层理论一章再详细讨论。

达朗贝尔谬理在理论上仍然是很有意义。

达朗贝尔谬理成立的条件可归纳为下列五点；

１）在理想流体中；

２）物体周围的流场是无边际的；

３）物体周围的流场中没有源、汇、涡等奇点存在；

４）物体作等速直线运动；

５）流动在物体表面上没有分离。

如果上述条件全部成立，那么任何物体的的确确将不会

上面任一条件被破坏，则物体即将遭受到流体的作用力（阻力或升力）。

因此，根据达朗贝尔谬理，我们可以来分析物体在流体中运动时可能受力的种类及其本质。



§６－3绕圆柱体的有环量流动－麦格鲁斯效应

提问：

乒乓球和排球中的弧圈球的运动轨迹为什么不是直线？

圆柱在静止无界流体中作等速直线运动同时自身转动=均匀流动+偶极子流动+点涡

现在将绕圆柱体无环流流动与点涡进行迭加。

（６－2９）

上式中的点涡取环量为－Γ，这是为了符合圆柱体顺射针转动的条件。

由（６－2９），当ｒ＝ｒ０，

仍保持为流线。

速度分布：

（６－3０）

圆柱表面上速度分布：

用ｒ＝ｒ０代入上式得：

（６－3１）



圆柱表面：

法向速度仍为零，满足不可穿透条件。

切向速度不为零，多出一项环流的速度。

圆柱顺时针的环流和无环量绕流方向相同，因而速度增加，而下表面则方向相反，因而速度减少。

驻点位置：

驻点位置离开ｘ轴下移的距离与Γ的大小有关。

根据（６-3１）式有：

解出

１）Γ＜４πｒ０v０，则｜ｓｉｎθｓ｜＜１，则两个驻点在圆柱面上，左右对称位于第三、四象限，如图６-１3（ａ）所示，而且Ａ，Ｂ两个驻点随着Γ值的增加而向下移动，并互相靠拢。



２）Γ＝４πｒ０ｖ０，两个驻点重合，位于圆柱面的最下端，如图６-１3（ｂ）所示。



３）Γ＞４πｒ０ｖ０，驻点不在圆柱面上。

驻点脱离圆柱面沿ｙ轴向下移动到相应的位置。

令（５-3０）式中的ｖｒ＝０和ｖθ＝０，得到两个位于ｙ轴上的驻点，一个在圆柱体内，另一个在圆柱体外。

这种流动只有一个在圆柱体外的自由驻点，如图６-１3（ｃ）所示。

由图６－１3，合成流动对称ｙ轴，仍将不遭受阻力。

但环量的存在流动图形不对称ｘ轴，因此产生了向上的升力。



升力的大小：

将圆柱表面上速度分布

代入柏努利方程：

（６－3３）

单位长圆柱所受到的升力为



将（６-33）代入上式，并考虑到

得到：



（６－3４）

这个关系称为库塔——儒可夫斯基升力定理。

上式揭示了升力和环量之间的一个重要关系，即升力的大小准确地和环量Γ成正比，此外还和流体密度ρ及来流速度ｖ０成正比。

要决定升力的方向，只要把来流速度矢量逆环量方向旋转９０°即得（如图６-１4所示）。

它在绕流问题中具有普遍意义，即不仅对圆柱是正确的，而且对有尖后缘的任意翼型都是正确的（参阅第十二章机翼理论部分）。

其实流体由于粘性，圆柱后部会有分离，这时除升力外还会有阻力，但升力基本上可用（６-3４）式计算。



麦格鲁斯效应：

流体绕流圆柱体会产生升力的现象。

问题：

1）分析乒乓球和排球中的弧圈球

2）Ｂｕｃｋａｎ号试验船，如图６-１5

１９８３年美国又造了一艘作了改进的试验船“追踪号”。



§６－4附加惯性力与附加质量

物体在无界流体内的运动可分为两大类：

1）匀速直线运动

1）非匀速直线运动。

前一种情形，可以通过将坐标系转换到与物体固定在一起的惯性系的方法，把问题转换为均匀来流的定常绕流问题。

根据伽利略相对性原理，在两个惯性系中，动力学特性是相同的。

因此，定常绕流问题中求得的压力分布、合力、力矩等，就是匀速直线运动所要求的对应函数。

这样，我们就将物体在无界流体中作匀速直线运动这一不定常问题转换成为定常的绕流问题。

关于定常绕流问题，前面已作了详细讨论，并得到了物体既不受升力又不受阻力的达朗贝尔谬理。



物体在无界流体中作非匀速直线运动。

如再取固定于物体上的坐标系，坐标转换后所得到的绕流问题本身可能就是不定常运动，要另想办法来处理这一不定常运动问题。

设在无界的流体中，取一个半径Ｒ非常大的球面Σ，质量为Ｍ的物体，在外力Ｆ的作用下，在Σ界定的流场中以加速度ＡＫａ→Ｄ运动。

由于物体的运动，使周围各点的流体微团亦产生了大小和方向不同的加速度，其流线分布如图６-１6所示。

推动物体的力，不仅必须为增加物体的动能而作功，而且还要为增加流体的动能而作功。

力Ｆ将大于Ｍａ，若设

Ｆ＝（Ｍ＋λ）ａ（６－3５）

λ称为附加质量，Ｍ＋λ称为虚质量。



将λａ移到（６－3５）式左边，令

ＦＩ＝－λａ（６－3６）

则有：

Ｆ＋ＦＩ＝Ｍａ（６－3７）

ＦＩ为物体加速周围流体质点时受到周围流体质点的作用力，称为附加惯性力，

由（６-3６）可见ＦＩ的方向与加速度方向相反。

当ａ＞０时ＦＩ＜０，即物体加速度运动时，ＦＩ为阻力；

当ａ＜０时，ＦＩ＞０，即物体减速时，ＦＩ为推力，即ＦＩ使既难于加速也难于减速，结果使物体惯性加大，在效果上相当于质量增加了一个附加质量λ。



附加质量的计算：

在物体外部，Σ内部流场τ体积内的流体动能为



或

（６－3８）

式中

所以

（６－3９）

根据高斯定理，对于在区域τ及外边界Σ和内边界Ｓ上所定义的单值连续函数P,Q,R有：



将上式用于（６－39）和（６－38）式，可得

由方向导数的定义可知：





因此

上式中对Σ的面积分可以略去不计。

以圆柱运动为例，当圆柱体在静止流体中运动时，其绝对速度势为

速度势及其微分的量阶为

:

当Σ取得足够大时，ｒ→∞，则

所以动能计算式简化为

（6-40）

设单位速度Ｖ＝１所对应的速度势用φ０表示，则

（６-4１）

式中

于是（６-4０）可写成

（６-4２）

可见，

在动能表达中处于质量的地位，起质量的作用，也具有质量的量纲，令：



（６-4３）

即为附加质量的计算式。

式中φ０是Ｖ＝１所对应的单位速度势，仅与物体的形状和运动的方向有关，而与物体的速度或加速度无关，因而附加质量也具有此性质。



实际上，物体（如船舶）的运动有六个自由度，在船舶与海洋工程中：



纵荡（surge）：

纵向非定常运动，附加质量λ１１，λ１１＝（0.0５～0.5ｍ，

横荡（sway）：

横向非定常运动，附加质量λ２２，λ２２≈（0.9～1.2）ｍ；

升沉（Heave）：

垂向非定常运动，附加质量λ33≈（0.9～1.2ｍ；

横摇（Roll）：

绕ｘ轴的转动，附加转动惯量λ44≈（0.05～0.15）Ixx，

纵摇（Pitch）：

绕ｙ轴的转动，附加转动惯量λ55≈（１－２）Iyy

首摇（Yow）：

船舶绕ｚ轴的转动，相应有附加转动惯量λ66≈λ55。



ｍ，Ixx，Iyy分别为船舶排开的水质量；绕ｘ轴转动时的转动惯量；绕ｙ轴的转动惯量。

船舶靠离码头，总是要作加速或减速运动，因此要考虑附加质量。

另外，在研究船舶横摇，纵摇时要考虑附加转动惯量。





§６-7作用在物体上的流体动力和力矩

如图６-19所示，作用于ｄＳ上的力为ｐｄＳ，在ｘ和ｙ方向的投影分别为

（６-6２）

积分得ｘ和ｙ方向的总力：



（６-6３）

现按下述表达式定义作用力Ｐ和共轭作用力

：



（６-6４）



（６-6５）

则将（６-6３）式代入（６-6５）式，可得共轭作用力：



（６-66）

由伯努利方程式

在物体周线上

因此

式中

故

所以

（６-6７）

即

（６—6８）

上两式即为计算作用在物体上流体动力的卜拉休斯（Blasius）公式。

这样，如果绕任意形状柱体流动的复势Ｗ（ｚ）为已知，就可以根据这一公式求出作用在单位长度柱体上的共轭作用力，取实部即得Ｘ，取虚部加负号就是Ｙ。



现在来求作用在任意形状柱体上对坐标原点的力矩。

由图６-19及（６-6２）式，可得



所以

（６-6９）

由于

∴

将伯努利方程

代入（６-69）式进行积分。

因

所以



因为

再考虑到｜ｖ｜２也是实数，上式可写成：

即

（６-7０）

上式即为计算作用在物体上的流体动力力矩的卜拉休斯公式。

这样，如果绕任意形状柱体流动的复势Ｗ（ｚ）为已知，则只要对上式方括号内积分进行运算，然后取其实部，便可求得作用于单位长度柱体上作用力对原点的力矩。

例6.2已知速度势φ＝x３－３xy2求流函数ψ。



解:

将上式积分得:

式中f（x）为与y无关的函数。

将ψ对x求导:



所以即f（x）=C。

从而求得流函数为



例6.3已知平面点涡的流函数

和平面点汇的流函数

求两者迭加后的速度势。



解：

将两个基本解迭加得

而

积分得：

对θ求导得另外又有

另外

所以

即

将C（θ）代入（a）式得势函数为

与流函数

比较,显然是相互正交的。



例６．６已知流函数

求:

（１）驻点位置；

（２）绕物体的环量；

（３）无穷远处的速度；

（４）作用在物体上的力。

解（１）求驻点位置（先求速度场）

令ψ＝０，可解出零流线为r=5,可知r=5的圆柱即为物面。

在物面上，ｒ＝５时，ｖｒ＝０，所以

令ｖθ＝０，有

即驻点位置为

２）求环量。

（３）求速度

在物面上

所以

即为无穷远的来流速度。

４）求合力。

若ρ＝１０００kg／ｍ３

则Ｌ＝6.28×10７Ｎ／ｍ。

例6.７在x＞0的右半平面（y轴为固壁）内,处于x轴上距壁面为a处有一强度为m的点源,

求流动的复势及壁面上的速度分布。



解用镜像法,在z=a的对称位置z=-a处虚设一个等强度的点源,则可形成y轴处固壁,这时流

动的复势为



设



则

所以

从而

在x=0处即固壁上