旋涡理论vortextheory课件.ppt
旋涡理论(vortex theory),本章仅讨论旋涡运动，不涉及力，属于运动学内容。,旋涡场的特性不同于一般流场，需要专门进行研究,即流场中,课堂提问：为什么处于龙卷风中心会是风平浪静？,本章讨论内容：,1.旋涡场的基本概念（涡线，涡管，漩涡强 度速度环量）,2.司托克斯定理,3.汤姆逊定理,4.海姆霍兹定理,5.毕奥沙伐尔定理,6.旋涡诱导速度的一般提法,7.兰金组合涡,旋涡运动的基本概念,一般，整个流场中某些区域为旋涡区，其余的地方则为无旋区域。,自然界中如龙卷风,桥墩后面规则的双排涡列等等是经常能观察到的旋涡运动的例子。但在大多数情况下流动中的旋涡肉眼难于察觉。,园盘绕流尾流场中的旋涡,园球绕流尾流场中的旋涡,园柱绕流尾流场中的旋涡,有攻角机翼绕流尾流场中的旋涡,弯曲槽道内的二次流,流体流过固体壁面时，除壁面附近粘性影响严重的一薄层外，其余区域的流动可视为理想流体的无旋运动。,旋涡运动理论广泛地应用于工程实际:机翼、螺旋桨理论等。旋涡与船体的阻力、振动、噪声等问题密切相关。,旋涡场的几个基本概念：,涡线上所有流体质点在同瞬时的旋转角速度矢量与此线相切。,涡线(vortex line)：,一、涡线,涡管,旋涡强度,涡线微分方程：,取涡线上一段微弧长,该处的旋转角速度,由涡线的定义（涡矢量与涡线相切），得涡线微分方程式：,若已知，积分上式可得涡线。与流线的积分一样，将看成参数。取定值就得到该瞬时的涡线。,涡管（vortex tube）：,在旋涡场中任取一微小封闭曲线C（不是涡线），过C上每一点作涡线，这些涡线形成的管状曲面称涡管。,涡管中充满着作旋转运动的流体，称为涡束。截面积为无限小的涡束称为涡索（涡丝）。,涡丝（vortex filament）：,则 dnd,为d上的旋涡强度(涡通量),若是涡管的截面，则称为涡管强度。,问题：式（5-3）与前面学过的什么公式类似？,任取微分面积d，法线分量为,沿面积分得旋涡强度：,表征流场中旋涡强弱和分布面积大小的物理量,二、速度环量（velocity circulation）,某瞬时在流场中任取曲线AB,在 向的投影,微元弧,速度环量是标量，速度方向与积分AB曲线方向相同时（成锐角）为正,反之为负。,线积分方向相反的速度环量相差一负号，即,ABBA,速度环量的其他表示形式：,沿封闭周线C的速度环量,对于无旋流场:,对于有旋场:,速度环量的计算,1)已知速度场，求沿一条开曲线的速度环量,由公式 计算,2.若已知速度场，求沿一条闭曲线的速度环量,对于无旋场:,对于有旋场:,此式称为斯托克斯定理,三、斯托克斯定理,沿任意闭曲线的速度环等于该曲线为边界的曲面内的旋涡强度的两倍,即 J,斯托克斯定理：,环量与旋涡强度通过线积分与面积分联系起来了。,证 明:,流场中取微元矩形abcd,而,微矩形面积ds上的环量：,将C域分为若干微矩形,对各微分面积求d,推广到有限大平面,两邻矩形公共边积分反向,速度环量其和为零。,内部线段环量相互抵消，只剩外部边界的环量。,证毕,上述斯托克斯定理只适用于“单连通区域”,AB线将切开，则沿周线ABB，A，EA前进所围的区域为单连通域。,用斯托克斯定理有:,区域在走向的左侧,积分路线相反，抵消掉了。,：沿外边界逆时针的环量,L：沿内边界顺时针的环量,这就是双连通域的斯托克斯定理。,反之，若沿任意封闭周线的速度环量等于零，可得处处为零的结论。,但沿某闭周线的速度环量为零，并不一定无旋（可能包围强度相同转向相反的旋涡）。,则 有：,即,即(与积分路径方向一致时),（3）正压流体（流体密度仅为压力的数）,假设：,（1）理想流体；,（2）质量力有势；,汤姆逊定理,证明:,导数：,第二项积分可写成,因此,由欧拉方程,而积分式,第一项积分可写成,若质量力有势则,若流体正压则,证毕,所以,在理想流体中,速度环量和旋涡不生不灭。因为不存在切向应力，不能传递旋转运动。,汤姆逊定理和斯托克斯定理说明：,2)推论:流场中原来有旋涡和速度环量的，永 远有旋涡并保持环量不变，原来没有旋涡和 速度环量的,就永远无旋涡和速度环量。,例如，从静止开始的波浪运动，由于流体静止时是无旋的，因此产生波浪以后，波浪运动是无旋运动。,注意:贴近物体表面极薄一层要除外，由于粘性的存在，这极薄一层为有旋运动。,又如绕流物体的流动，远前方流动对物体无扰动，该处流动无旋，接近物体时流动不再是均匀流，根据汤姆逊定理和斯托克斯定理，流动仍保持为无旋运动。,海姆霍兹定理,海姆霍兹第一定理 涡管强度守恒定理,（同一涡管各截面上的旋涡强度都相同）,涡管上任取截面和，并将涡管表面在处切开。,由斯托克斯定理,因为,故得,即海姆霍兹第一定理，说明涡管各截面上的旋涡强度都相同。,若涡管很小，垂直于 d，则上式可写成d const.,由斯托克斯定理上式写成:,或,而,不可能的情况,因为,涡管存在的形式：要么终止于流体边界或固体边界，要么自行封闭形成涡环。,海姆霍兹第二定理涡管保持定理,正压、理想流体在有势质量力作用下，涡管永远由相同的流体质点所组成。,由斯托克斯定理知沿周线C的=0,由汤姆逊定理该速度环量永远为零,即C所围的区域永远没有涡线通过。,即涡管永远由相同的流体质点所组成。但涡管的形状和位置可能随时间变化。,海姆霍兹第三定理涡管旋涡强度不随时间而变,正压、理想流体在有势质量力作用下，涡管的旋涡强度不随时间而变。,由斯托克斯定理知绕涡管的速度环量等于涡管的旋涡强度，又汤姆逊定理知该速度环量不随时间变，因而涡管的旋涡强度不随时间而变。,海姆霍兹第一定理既适用于理想流体又适用于粘性流体。,海姆霍兹第二、三定理只适用于理想流体。,因为流体的粘性将导致剪切、速度等参数脉动以及能量耗散，旋涡强度将随时间衰减。,毕奥一沙伐尔定理,已知旋涡场，能否确定速度场？这是本节要讨论的问题,问题的前提：流场中只存在一部分旋涡，其 它区域全为无旋区。,例如流场中有若干弧立涡丝，必然影响周围无旋区的速度分布。由涡丝引起的速度称为旋涡诱导速度场。,涡丝诱导的速度场的计算:,为了求涡丝诱导速度场，现将电磁场中的毕奥沙伐尔定理引用过来。,诱导速度场与电磁场的类比,电磁场与诱导速度场的类比,电磁学中，电流强度为的导线，微元导线ds对场点所产生的磁场强度由毕奥沙伐尔公式得:,垂直于ds和所在的平面，按右手法则确定。,:ds离场点P的矢径,式中：,:是ds与的夹角,dH的方向:,流体力学中毕奥沙伐尔公式的形式,旋涡强度为（环量2）的ds段涡丝对于点所产生的诱导速度：,流场中单一有限长涡丝在P点的诱导速度沿整个涡丝积分：,该式可算出任意单一涡丝所引起的诱导速度场,流场中多条涡丝可组成一涡面,每条涡丝的诱导速度求得后，沿涡面积分就可求得整个涡面上的诱导速度。流体力学中速度场可以看成是涡丝诱导出来的。,典型实例：无限长直涡丝,dx段对点的诱导速度是：,直涡丝,段对点的诱导速度：,方向垂直于纸面向外,在垂直于无限长直涡丝的任何平面内,流动都是相同的，可视为二维流动,相当于一个平面点涡。如环量为，则在平面极坐标内的诱导速度为:,R为场点至点涡的距离,已证明这种速度场是无旋的。,如图强度相等的两点涡的初始位置，试就(a)和(b)两种情况决定此两点涡的运动。,兰金（Rankin）组合涡,设流场中有一半径为的无限长圆柱形流体象刚体一样绕其轴线转动，角速度为。,已证明，圆柱内的流体运动有旋，且旋涡角速度就是。,这样的旋涡以及它的诱导速度场可作为平面涡处理。由于旋涡诱导的速度场是无旋的，在讨论整个流场的速度和压力分布时，亦须将旋涡内部和外部分开。,一、速度分布,（1）旋涡内部：流体象刚体一样绕中心转动,（r R）,在旋涡中心（0rR）：速度呈线性分布,（2）旋涡外部,由无限长直涡线的诱导速度公式：,（rR）,式中：,外部流速与成反比。,二、压力分布,（1）旋涡外部：流动定常且无旋,由欧拉积分式确定速度和压力的关系。略去质量力有：,由边界条件，,该处0，则有0,结论：,1.愈靠近中心，速度值愈大，压力愈小。,2.在旋涡边界上，r=R，VVR，如相应 的压力为P,则,即在边缘R上，压力较无穷远处下降了,（2）旋涡内部:定常有旋流动,由伯努利方程有：,流线为同心圆族，不同流线上压力不同。,由欧拉方程（给定边界条件，略去质量力）求解：,因 Vxy，Vy，代入上式得：,将以上两式分别乘 的dx 和 dy，再相加得：,或,积分得：,在旋涡边缘上：,旋涡内部压力分布：,旋涡中心,旋涡中心的相对压力为,旋涡外部:速度越大压力越小,旋涡内部:速度越小压力越小,兰金（Rankine）涡:具有自由表面流场中的铅 直方向的圆柱形涡。,压力分布：,水面旋涡的涡量在中心附近为最大，向外逐渐减少，作为一种近似，可认为是由涡量均匀分布的核心部分（称涡核）和其外部的无旋流动两部分所组成。可直接应用本节的结果。,实际情况：,兰金组合涡在气象学中常被用作台风中心的物理模型。,例5.2 设流场的速度分布为Vr，V=r，const，求涡线方程。,解：,容易验证:xy,涡线方程:,积分得:=1=2 垂直于xoy平面的直线,例5.3 在大圆内包含了A、BC、D四个旋涡,其强度分别为:A=B=C=D=,求:沿周线S的速度环量,解:由斯托克斯定理,S所围区域内速度环量为零，但该区域内并非处处无旋。,所以,解：在极坐标下,1.由伯努利方程知不计重力影响下，速度大则压力小。对于兰金组合涡，为什么旋涡中心速度小压力最低？而在旋涡边缘速度大压力反而比旋涡中心大,能否从物理上解释?,讨论,
