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1、流体的运动方程描述了流体动量传递的基本规律，给出了通用的动量传递微分方程。该微分方程可以用于求解层流流动的动量传递速率、速度分布和流动阻力问题。但由于方程本身的非线性及复杂性，即使对于层流流动，也仅对于少数比较简单的稳态流动，才能得到方程的解析解。,对于比较复杂的流动问题，直接求解运动方程往往是非常困难的。为此，可以根据问题的特点，比较方程中各项物理量的相对大小，将某些虽然不等于零但对流动影响较小的项略去，使方程得以简化，然后再分析求解。例如本章对于爬流、势流问题的处理就是采用这种方法。,第三章 流体运动方程的应用,流体流动研究的核心问题就是流动阻力问题，也就是动量传递速率问题。粘性流体流动时
2、，流体内部存在速度梯度，导致流体流动产生粘性摩擦力。另一方面，速度梯度的存在使动量自发地从高速区向低速区传递，其结果是流体的动量不断地被消耗。这就是流体流动阻力产生的来源。,应该指出，流体的这种内摩擦力与固体表面上的摩擦力存在着本质上的不同。固体摩擦仅发生在固体的外表面上，而流体与壁面之间的摩擦则发生在流体内部，因为紧贴壁面的流体与壁面之间没有相对运动。流体的流动阻力是由于壁面的介入，使流体内部出现速度梯度而进行动量传递，从而消耗了流体能量的结果。,流体流动问题按其流动方式可以分为两类：一类是流体包围着固体壁面的流动（绕流流动）；另一类是流体被壁面包围的流动（约束流）。下面分别给出这两种流动的
3、阻力系数定义。,第1节 流体流动方式及流动阻力系数,一、绕流流动与曳力系数,当粘性流体流过一个固体表面或围绕浸没物体流动时，流体将受到物体壁面的阻力，而物体则受到流体所施加的曳力(drag force)，此曳力和阻力大小相等，方向相反。,现以流体绕过置于流场中的一根长圆柱体的流动状况为例进行讨论，如右图所示。,总曳力Fd由两部分组成，一部分是由于压力在物体表面上的不对称分布所引起的形体曳力(form drag)或称为压差曳力Fdf，另一部分是物体表面上的剪应力所引起的摩擦曳力(skin drag)Fds。总曳力为形体曳力与摩擦曳力之和。,从上式中即可求出曳力系数,（32）,式（32）即为曳力系
4、数或绕流阻力系数的定义式。CD可由动量传递理论推导出来或由实验测定出来，通过CD可以计算绕流问题的流动阻力（动量传递速率）。,在此流体元上存在着两个方向相反的力，一个是促使流体流动的推动力F1，该力的方向与流动方向一致，力的大小为,另一个是流体的内摩擦力，该力为阻止流体向前运动的力F2，力的方向与流动方向相反，其大小为：,在稳态流动下，推动力和阻力大小相等，即F1 F2，所以有,带入（33）式得，,（33）,（34）,在壁面处，r=d/2，带式（34）得壁面处的剪应力,（35）,上式两侧同乘以剪应力w的作用面积，即管内表面积A，得流体流动的摩擦阻力,其中，A=d L。,理论分析及大量的实验研究
5、表明，对于管内流动，流体产生的摩擦阻力与流体的动能因子及流体与壁面的接触面积成正比，即,其中，um流体的平均流速 A 流体与壁面的接触面积 f 比例系数，称为范宁摩擦系数,（36）,（37a）,流体在封闭的管道中流动时，流动阻力可以通过沿程压力损失表现出来，研究发现压力损失与管道的长径比和流体的动能成正比，可表示为,将上（39）式与（35）式带入（38）式，得,该式即为范宁摩擦因数 f 的定义式，f 可由动量传递理论推导或由实方法求得，通过 f 可以计算流体在管内的流动阻力。,从式（37b）中可以求得范宁摩擦系数,（38）,（39）,称为摩擦阻力系数,CD和 f 是雷诺数的函数，它是在计算动量
6、传递速率（流动阻力）时首先要确定的系数。关于CD和 f 的求法，将在本章及下两章中详加讨论。,（310）,第2节 无限大平行平板间的稳态层流,在工程实际中，经常遇到流体在两平壁间作平行稳态流动的问题，例如板式换热器、平板式膜分离装置等。这类装置的特点是平壁的宽度远远大于两平壁间的距离，因此可以认为平壁无限宽，流体在平壁间的流动可视为一维流动。,试求在这种情况下流体在流道截面上的速度分布及流动阻力的问题,2.1 数学模型的建立,上一章给出了稳态流动下不可压缩流体的连续性方程,由于流体在两平行平板间的流动属不具有自由表面的流动，故选用动压力梯度表示的运动方程更为简便，在直角坐标系中，以动压力表示的
7、不可压缩流体的运动方程为,x方向,y方向,z方向,2.2 微分方程的化简,(1)连续性方程的化简：,由于流动仅为x方向上的一维流动，故 uy=uz=0。所以连续性方程,可简化为,(2)x方向运动方程的化简：,x方向运动方程,简化条件,由于z方向上为无限宽，故可以忽略任何物理量沿着z方向的变化，所以有,将上述简化条件代入x方向运动方程，,化简后，可得,可以写作,所以x方向运动方程最终可化简为：,(3)y方向运动方程的化简：,将简化条件 uy=0 代入y方向上的运动方程,可得，,(4)z方向运动方程的化简：,可得，,同理，将简化条件 uz=0 代入z方向上的运动方程,由此可见，pd 与y和 z 无
8、关，也仅仅是 x 的函数,可以写作,这样连续性方程和三个方向上的运动方程最终可化简为：,2.1.3 微分方程的分析,由上述分析可知pd仅仅为x的函数，而ux仅仅为y的函数，因而pd对x求导只能是一个关于x的函数，或者是一个常数；同样ux对y求导只能是一个关于y的函数或者是一个常数。而x、y又是两个独立变量。故欲使该方程（3-6）成立，方程两侧只能同时等于一个与x和y都无关的常数C，即：,（3-6）,2.1.4 微分方程的求解,上述微分方程为二阶线性常微分方程。方程的边界条件为,对式(3-7）连续两次积分，并将边界条件代入得：,（3-7）,（3-7a）,（3-7b）,式中的常数C可以通过平均流速
9、um来求得。,根据平均流速的定义,在流动方向上，取单位宽度，则流道的截面积为,则通过该截面的体积流率为,所以流体在两静止平板间作一维稳态层流时的速度分布方程为,由上式可知，当y=0时，即在两平壁中心处，速度最大，最大流速为,所以平板间流体流动的速度分布方程还可以写作,由常数C的值还可以求得流动方向上的压力梯度，即,解得：,由上式可知，当流体作稳态流动且流体粘度不变时，动压力梯度为一常数，即动压力沿流动方向呈线性变化，因此有,2.1.5 速度分布方程的应用求流动阻力及阻力系数,由牛顿粘性定律可得，平板壁面处的剪应力为,将速度分布方程代入得：,根据摩擦阻力系数定义有,需要注意的是，上述关于平壁间一
10、维流动的运动公式仅适用于流体在流道中作层流流动，当流体在流道中作湍流流动时，上述关系式不成立,流动阻力为,Re 4000，湍流。,另外注意在计算Re时，d 应该用当量直径。什么是当量直径？,当流道的宽度B远远大于流道的高度2b时，平壁间的当量直径为,将当量直径de与b的关系代入平板间流动阻力系数的计算式有：,例3.1,10的水以4m3/h的流率流过一宽1m、高0.1m的矩形水平管道。假定流动为已经充分发展的一维流动，试求截面上的速度分布及通过单位长度管道的压力降。已知时，水的粘度为1.30710-3Pas,解：（1）题意分析 首先，由于该水平管道的宽度（1m）比管道的高度（0.1m）大的多，所
11、以可以视为流体在无限大的两平壁之间流动。其次需要判断一下流型，是属于层流还是属于湍流。这时就需要计算当量直径和平均流速。,当量直径,平均流速,雷诺数,所以速度分布可以用下面的公式来计算,单位长度管道的压力降可以用式（317）来计算,作业：P72:3-1,第3节 圆管内的稳态层流,流体在圆管内的流动是工业过程中最为常见的一种流动形式。本节主要研究流体在圆管内流动时的速度分布和流动阻力。现考察粘性不可压缩流体在水平圆管内的稳态层流，并设所考察的部位远离管路进出口。流动方向为轴向一维流动。,3.1 数学模型的建立,由于管内流动属于轴对称流动，故采用柱坐标系下的运动方程较为方便。,如图所示，已知流体在
12、直径为d(半径为ri)的圆管中流动，流动方向为z方向，圆周方向为。,对于封闭管道内的流动，属于无自由表面的情况，所以采用以动压力表示的运动方程较为方便。,在柱坐标系中，不可压缩流体稳态流动的连续性方程为,在柱坐标系中，以动压力表示的运动方程为,r方向,方向,z方向,3.2 微分方程的化简,(1)连续性方程的化简,连续性方程,可得,(2)r方向运动方程的化简,将简化条件ur=u=0代入r方向上的运动方程,得：,由于管内流动为沿方向的一维流动，所以ur=u=0,(3)方向运动方程的化简,同理，将ur=u=0代入方向上的运动方程,由此可见，动压力pd与r和无关,得：,(4)z方向运动方程的化简,(5
13、):ur=u=0(一维流动),z方向运动方程,将简化条件代入z方向上的运动方程后可得：,简化条件,由于动压力pd与r和无关，只是z的函数，因此,同时由于，所以uz也仅仅是r的函数,因此，偏微分方程,可化为常微分方程,（3-21）,3.3 简化后的微分方程的分析,方程（3-21）为二阶线性偏微分方程，方程左侧为pd对z求导,由于pd仅仅为z的函数，因此pd对z求导只能是一个关于z的函数，或者是一个常数；同理，方程右侧uz对r求导结果只能是一个关于r的函数，或者是一个常数；而z和r又是两个相互独立的自变量，故该式两侧只有同等于某一常数C时方程才能成立。所以可将上式进一步写为,该方程的边界条件为,（
14、3-24）,（3-24a）,（3-24b）,3.4 微分方程的求解,对式(3-24)两侧积分可得方程的通解:,由边界条件式(3-24a)和(3-24b)求得积分常数,由此可得速度分布式为,式中的常数C可以管内平均流速um求得。,(3-26),根据平均流速的定义式,可得：,将速度分布方程(3-26)式代入并积分得,由此解得,于是，用管内平均流速um表示的速度分布方程为,当r=0时(管中心处)，流速取得最大值，最大流速为,如果用最大流速来表示管内的速度分布，则有,此式称为哈根-泊肃叶(Hagen-poiseuille)公式,(3-29),流动方向上单位管长的压力损失：,3.4 速度分布方程的应用求
15、流动阻力和阻力系数,流体在圆管中作稳态层流时，壁面处的摩擦剪应力可由牛顿粘性定律求得：,流体在圆管中的流动阻力：,1、流动阻力：,由范宁摩擦系数的定义式得：,摩擦阻力系数为,2、阻力系数：,作业：P73:2,第4节 套管内的稳态层流,4.1 套管环隙间的轴向稳态层流,在热交换器中经常遇到流体在套管环隙中的轴向稳态流动。,由于流动是轴对称的，故采用柱坐标系求解运动方程比较方便。在这种情况下，方程的形式和简化条件与流体在圆管内稳态层流的情况是完全一致的，因此化简的后形式也是一样的。即仍满足,4.1.1 数学模型的建立与求解,只不过边界条件发生了变化，这时的边界条件变为,(3-36a）,(3-36b
16、）,对(3-24)式连续两次积分，并将边界条件代入得,式中的常数C可由平均流速求得，根据平均流速的定义式可得,将速度分布方程代入并积分，得,（3-24）,于是，不可压缩流体在套管环隙间作轴向稳态层流时的速度分布方程为：,由此解得：,4.2.2 速度分布方程的应用,（1）求套管环隙间的最大流速,套管环隙间的最大流速可以根据速度分布方程，以u对r求导得到：,解得：,将其代回速度分布方程得：,（2）求套管环隙间的沿程压力降,由此可见，沿流动方向动压力梯度为一常数，即动压力沿流动方向呈线性变化，而静压力不变。于是单位管长的压力降就可以表示为,（3）求流体在套管中的流动阻力,由牛顿粘性定律,得内管外壁处
17、的剪应力,此处取“+”是因为在内管外壁面处，速度梯度与r方向相同,将套管环隙速度分布方程代入得：,内管外壁对流体流动产生的阻力,将套管环隙速度分布方程代入得：,外管内壁对流体流动产生的阻力,外管内壁处的剪应力,此处取“-”是因为在外管内壁处，速度梯度与r方向相反,4.2 套管环隙间的周向稳态层流,流体在两个转动的长同心圆筒环隙间的周向流动(方向)也是一种常见的流体流动形式。用于测量粘度的旋转粘度计就是根据此原理制成的。,如图所示，同轴双层圆筒间充满不可压缩的牛顿型流体，内筒的外半径为r1，外筒的内半径为r2，当内筒以角速度1旋转、外筒以角速度2旋转时，将带动环隙内流体按切线方向作稳定的层流流动
18、，假设圆筒足够长，端效应可以忽略，求流体在两圆筒之间的速度分布及壁面上的粘性摩擦力。,4.2.1 数学模型的建立与化简,由于是轴对称流动，因此同样取柱坐标系研究比较方便,，取r为半径方向，z为轴向，为周向。,(1)连续性方程的建立与化简,柱坐标下的连续性方程为,由于流体仅沿方向流动，所以,因此，连续性方程可以化为：,(2)r方向运动方程的建立与化简,r方向运动方程,可以化简为,简化条件,同理，方向和z方向上的运动方程可分别简化为,方向,z方向,4.2.2 微分方程的求解,由于,所以u仅仅是r 的函数,故方向化简后的运动方程可以写作常微分方程的形式,(3-47),方程的边界条件为,对常微分方程(
19、3-47)连续两次积分得：,将边界条件带入得,于是，流体在两圆筒间的速度分布方程为,(3-50),4.2.3 速度分布方程的应用计算流动阻力及测量粘度,根据第3章的结论，柱坐标系下方向上的剪应力与形变速率的关系为,由于ur=0，故上式可简化为,将速度分布方程代入上式，化简可得,如果外筒固定不动，内筒以角速度 转动(即。此时，作用于内筒外壁上的剪应力为,若圆筒的长度为L，则可以得到作用于内筒外壁上的摩擦力为,内筒绕轴旋转的总摩擦力矩为,由此可得粘度的表达式,上式即为利用转筒粘度计测量流体粘度的计算公式，测量时由于粘度计的L,r1,r2等参数都是固定的，因此从粘度计指针偏转角度（与扭矩成正比）就可
20、以直接读出粘度的数值。,第5节 降膜流动,5.1 降膜流动?,如右图所示，不可压缩流体沿倾角为的平板表面作降膜流动。取流动方向为x方向，以壁面的外法线方向作为y方向，以液膜宽度方向作为z方向，坐标原点取在壁面上，建立起直角坐标系。,在自身重力的作用下，液体在倾斜或垂直的壁面上呈膜状下流。此时液膜的一侧紧贴壁面，另一侧则为自由表面，与气体接触。本节主要讨论液膜内流体处于稳态层流时液膜内的速度分布和流动阻力问题。,5.2 降膜流动数学模型的建立：,x方向,y方向,z方向,在直角坐标系下，以全压力梯度表示的不可压缩流体运动方程为,连续性方程,由于降膜流动具有自由表面，因此运动方程应采用以全压力梯度表
21、示的微分方程。,5.3 运动方程的简化：,5.3.1 连续性方程的简化：,连续性方程,uy=uz=0（一维流动）,得：,5.3.2 运动方程的简化：,x方向,(3):uy=uz=0（一维流动）,简化条件：,将上述简化条件代入后，x方向运动方程可简化为：,同理，y方向和z方向的运动方程简化后的形式分别为,所以ux仅仅是y的函数,因此x方向的运动方程可以写作,(3-57),上式对x微分，得：,代入(3-57）式，可得：,上式左边是一个关于x的函数，上式右边是一个关于y的函数，因此，若要使上式成立，等式两边都必须等于某一常数C,上式对x积分得：,由于在液膜表面处(y=)，p=p0(大气压)，而且表面
22、上的大气压力不随x而变化，由此可得,代入 得液膜中的压力分布方程为,上式对x求导得：,把上式改写为：,方程的边界条件为：,(3-58),对式(3-58)积分，并将边界条件代入得：,流体作层流降膜流动时液膜内速度分布方程,所以式(3-57)变为,5.4 方程的求解：,5.5 速度分布方程的应用：,从速度分布方程,在z方向单位宽度平板上通过的流体体积流量为,平均流速,可以看出，当 y=时（即在气液相界面处），流速取得最大值,（1）求液膜内的最大流速,（2）求液膜厚度,由此可得液膜厚度,（3）求流动阻力（对壁面的曳力）,壁面处的剪应力：,作用在长度为L，宽度为b的斜面上的曳力F为,降膜流动类型的判别
23、：,依据雷诺数(Re),当Re250 降膜流动为湍流,注意此时雷诺数的定义中d要用当量直径de来代替,b 液膜的宽度,当b 时,如果液膜沿垂直固体壁面下降，相当于=/2。这时,膜内速度分布变为：,最大速度变为：,液膜厚度变为：,壁面处的剪应力变为：,单位宽度上的摩擦曳力变为,解：题意分析，要求质量流率，现在液膜厚度已知，平壁宽度已 知，如果知道了平均流速，体积流率就知道了，进而可以求得质量流率。流速可以用下面的公式来计算,因此，单位宽度的质量流率为,上述计算结果仅当液膜内流动为层流时才是正确的，因此需要验算雷诺数。,由此可知，流动确为层流，上述计算结果是正确的。,作业：P73:3,第6节 爬流
24、,一、爬流的定义,爬流又称为蠕动流，是指雷诺数很低的流动(Re1时即为爬流）。,二、爬流的特点,由于作爬流流动的流体雷诺数很小，因此与粘性力相比，惯性力可以忽略不计？。,因为雷诺数的物理意义就是惯性力与粘性力之比,本节主要研究流体作爬流流动时的速度分布和流动阻力问题,6.1 爬流的运动方程的建立,重力场中不可压缩流体的运动方程的向量形式为,上式两边同乘以流体的体积 V 得：,式中，与m有关的项代表惯性力（因为质量是惯性力大小的量度），将其忽略以后，方程可简化为,该方程即为流体作爬流流动的运动方程，又称作斯托克斯方程。,6.2 爬流的运动方程的求解,现以小球在流体中的自由沉降为例来说明斯托克斯方
25、程的求解过程。,如右图所示，一半径为r0的小球在流体中以u0的速度作匀速自由沉降运动。根据相对运动原理，可以将小球的下落运动视为小球不动，流体以u0的速度匀速向上流动。,选择球坐标，以小球的中心作为坐标原点，方向为余纬度方向(取沿流动方向为正0,)，方向为方位角 0，2。以流动方向作为z 方向。,（1）球坐标系下爬流的斯托克斯方程,r方向,方向,方向,（2）斯托克斯方程的简化,其中，,由于流动是稳态的，所以,由于流动是轴对称(z轴)的，因此,r方向,方向,方向,方程的边界条件为,将简化条件带入上述方程，爬流的运动方程可简化为,（3）斯托克斯方程的求解,上述由3个偏微分方程组成的偏微分方程组，可
26、采用分离变量法求解，求解的结果为,6.3 爬流运动方程解的应用:求小球在沉降过程中的流动阻力,小球在沉降过程中受到的阻力来自于流体对小球施加的曳力，,形体曳力Fdf,摩擦曳力Fds,（1）形体曳力Fdf？,形体曳力来自于压应力，压应力的方向始终垂直于小球表面，而曳力的方向则与流动方向相同，因此形体曳力应该等于小球表面上的压应力在流动方向上的分量在整个小球表面上的积分。,即，,其中，微元面积,积分方向为：从 0 到,不可压缩粘性流体作用于圆球上的压应力为：,将速度分布和压力分布方程代入上式，得,在小球表面上，压应力为：,将其代入形体曳力的计算公式中，积分得：,（2）摩擦曳力Fds？,摩擦曳力是由
27、表面剪应力引起的，小球表面上所受到的摩擦剪应力的方向为小球表面的切线方向，即u方向。而摩擦曳力的方向与流体的主流方向一致，即u0方向。所以摩擦曳力应为小球表面的摩擦剪应力在流动方向上的分量在整个球面上的积分。即,不可压缩粘性流体作用于圆球上的剪应力的表达式为：,于是，在球面上小球所受的剪应力为：,将其代入摩擦曳力的计算公式中，积分得：,所以，小球所受到的总曳力,由此可以看出，小球在流体中作爬流流动时，流动阻力1/3来自于形体曳力，2/3来自于摩擦曳力。,根据绕流流动阻力系数的定义，可得爬流时的阻力系数为,斯托克斯方程是忽略全部惯性力后的求解结果，当Re1时，流体流动的惯性力不可忽略，这时采用斯
28、托克斯方程求解得到的结果误差较大。奥森（Oseen）在1910年将运动方程作一级近似，保留部分惯性力后求解，得到的结果为：,Stocks公式和Ossen公式计算得到的爬流阻力系数结果的比较,与Stokes公式相比，Ossen公式计算结果更准确，其适用范围Re5,例：直径为80m，密度为3000 kg/m3的固体粒子在25的水中自由沉降，求其沉降速度。水的粘度为0.89710-3Pas。,解：固体粒子在流体中的沉降过程中，开始时处于加速状态，当达到稳定后，粒子的速度将趋近于一恒定值，这时的速度称为沉降速度。,当达到稳定状态时，作用于粒子上的合外力重力、浮力和阻力的代数和应该等于零，即,其中，r0
29、为小球的半径，s为小球的密度，为流体的密度,从上式可以解出,最后要验证一下流动是否为爬流,二、势流运动方程欧拉方程,因为作势流流动的流体可以不可虑粘性力的作用，因此重力场中的运动方程,该方程又被称为的欧拉方程,第7节 势流与势函数,一、势流的定义,不考虑粘性力影响的流动就是势流流动，理想流体的流动就是一种势流流动。,（二）流体的旋度与速度势函数,1、流体的旋度,流体流动时，流体质点除了在流动方向有运动以外，在粘性力的作用下还可能产生旋转运动，用于描述流体质点旋转程度的物理量称为流体的旋度，其定义为,式中rotu为流体的旋度，为流体旋转的角速度。,当流体作无旋运动时，流体的旋度rotu=0，这时
30、有,2、速度势函数,当流体作无旋运动时，存在着一个与流体流动在三个方向分速度（ux，uy，uz）都有关的流动函数(x,y,z)，使得,该函数就被称为速度势函数，简称势函数。,为什么存在势函数？,证明如下：,由此可见，上述定义的势函数满足流体的旋度rotu=0，所以对于作无旋流动的流体必然存在着这样的一个势函数。,引入速度势函数的目的在于将三个速度分量ux，uy，uz统一用一个变量来表示，从而可以采用变量代换法对方程进行简化。,（三）势流方程的求解,理想流体因粘度为零，因此其流动是一种势流流动，也是一种无旋运动，故理想流体的流动满足,不可压缩流体的势流运动方程的向量形式为：,x方向,稳态流动,所
31、以，有,式中,由于势流是一种无旋运动，因此,所以,即,这样，不可压缩流体的欧拉方程就可以简化为,x方向,y方向,z方向,写成向量的形式,如果仅考虑在重力场中的流动，fB=g。坐标系选择直角坐标，并取x，y 的坐标方向为水平方向，z 的坐标方向为垂直向上。则,下面先考虑 z 方向上的欧拉方程,再来看一下 x 方向上的欧拉方程,这说明 与x无关。,最后再看一下 y 方向上的欧拉方程,这说明 与y也无关。,因此，就可以写作,上式两边对 z 积分得：,移项得：,上式即为著名的伯努力方程，方程的适用条件：不可压缩理想流体的稳态流动。,上式表明，理想流体作势流流动时，流体的动能、压力能和位能之和保持不变。
32、,第五节 平面流与流函数,一、平面流,流体在一个二维平面上流动，在另外一个方向上不流动，这种流动就是平面流。,下面以直角坐标系下不可压缩流体的稳态平面流动为例，考察平面流的连续性方程和运动方程。,设流动仅发生在x，y方向上，z 方向上没有流动，即uz=0，,这时，连续性方程,可简化为,这是一个二阶非线性偏微分方程组，直接求解是很复杂的。可以流动的具体情况，将上述方程简化后，结合流函数的概念进行求解。本节只给出流函数的定义及性质，而平面流的求解问题将在下一章加以讨论。,运动方程,x方向,可简化为：,y方向,可简化为：,二、流函数,对于不可压缩流体的平面流动，存在着一个与ux，uy都有关的函数(x,y)，该函数满足,该函数被称之为流函数。,为什么存在流函数？,由于不可压缩流体二维平面流动的连续性方程为：,将流函数的定义式带入得,引入流函数的主要目的在于将两个速度分量ux，uy用一个变量来表示，从而简化了方程的求解。,流函数的物理意义：,由此可见，流函数的物理意义为流场中单位高度的某条流线对应的体积流率。,由此可见，这样定义的流函数自动满足连续性方程的要求，因此只要是不可压缩流体就存在这样的一个流函数。,当dx0，dy0时，流线C D CD,作业：p73:5;,
