传输原理边界层理论课件

,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,边界层理论,传输原理,第五章,边界层理论传输原理第五章,边界层理论,本章主要内容,1.,介绍边界层的基本概念及特点；,2.,平面层流边界层微分方程及其求解；,3.,平面层流边界层积分方程及其求解；,4.,平板绕流摩擦阻力的计算,边界层理论本章主要内容,边界层理论,理论形成的背景：,实际流体流动方程是非线性偏微分方程，难以求解；人们注意到大多数实际流体的流动都可以分为两个区域，即靠近壁面、速度梯度较大的一薄层（边界层）和大部分远离壁面、速度梯度较小的区域。对速度梯度较小的区域可以利用理想流体的欧拉方程和伯努利方程求解；对很薄的边界层可以通过简化后再求解。这样就将整个区域求解问题转化为主流区的理想流体的流动问题和靠近壁面边界层内的流动问题。当然，与此同时就有一个区域的划分问题或者说有一个边界层厚度的确定问题。,边界层理论 理论形成的背景：,边界层理论,意义：,粘性流体流动理论应用于实际问题，明确了研究理想流体流动的实际意义，在流体力学的发展中起了非常重要的作用。,边界层理论 意义：粘性流体流动理论应用于实际问题，明确了研究,第一节 边界层的基本概念,一、边界层的定义,边界层,：流体在流经固体壁面时，在固体壁面形成速度梯度较大的流体薄层。,边界层的厚度,：流速相当于主流区速度的,99%,处，到固体壁面的距离称为边界层厚度。,二、边界层的形成与特点,为什么会形成边界层？因为流体内部存在,粘附力,或,粘性力,。,我们已经知道：流体流过管道时，其流动形态是通过雷诺数来判别的。,Re=d,/,第一节 边界层的基本概念一、边界层的定义,第一节 边界层理论的基本概念,当,Re Re,cr,时，流动为湍流。,对于流体掠过平板的流动，流动形态仍然可通过雷诺数来判别，不过此时的雷诺数用,Re,x,=,x,0,/,计算。,其中：,x,为流体进入平板的长度，又称,进流深度,；,0,为主流区流体速度。,对于光滑平板而言：,Re,x,310,6,时为湍流；,210,5,Re,x,310,6,为层流到湍流的过渡区。,第一节 边界层理论的基本概念当Re Recr时，流动为层,第一节 边界层理论的基本概念,（,1,）层流区：,x,x,c,，使得,Re,x,2,10,5,，,且,Re,x,3,10,6,，这时边界层内的流动形态已进入湍流状态，边界层的厚度随流进长度的增加而迅速增加。,第一节 边界层理论的基本概念（1）层流区：xxc,第一节 边界层理论的基本概念,应特别强调的是,：无论过渡区还是湍流区，其边界层最靠近壁面的一层始终都是作层流运动，此即所谓的,层流底层,。,注意：,层流底层,和,边界层,的区别与联系,层流底层是根据有无,脉动,现象来划分；边界层则是根据有无速度梯度来划分。边界层内的流体可以是层流流动，也可以是作湍流流动。,第一节 边界层理论的基本概念应特别强调的是：无论过渡区还是,第一节 边界层理论的基本概念,第一节 边界层理论的基本概念,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）,一、,微分方程的建立,对于二维平面不可压缩层流稳态流动，在直角坐标系下满足的控制方程为,连续性方程,x,方向动量传输方程,y,方向动量传输方程,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）,考虑不可压缩流体作平面层流（二维流场），此时质量力对流动产生的影响较小，则有方程组,连续性方程,x,方向动量传输方程,y,方向动量传输方程,因为,是一个无穷小量，所以,是一个高价无穷小，可以略去不计。,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）,于是，,x,方向动量传输方程可简化为,关于,y,轴方向上的动量传输方程，因为边界层厚度,很小，第三式中的,V,y,对,x,和,y,的各项偏导数与,x,轴,方向上的动量传输相比均属无穷小量，可略而不计。因而，第三式可以简化为,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）,对主流区中的同一,y,值，不同的,x,值其伯努利方程可写为,由于,与,0,皆为常数，故,p,为常数，即,dp/dx=0,因此,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）,普朗特边界层微分方程的解是由他的学生布拉修斯在,1908,年首先求出的，他首先引入了流函数的概念，得出边界层微分方程的解是一无穷级数。,所以，原方程组就简化为,定解条件为,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）,边界层厚度,与流进距离,x,和流速,0,的关系为,式中：,C,n,为二项式的系数；,A,2,为系数，可由边界条件确定。,第二节 平面层流边界层微分方程（普朗特边界层微分方程）边,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,一、,边界层积分方程的建立,前面将,连续性方程与纳维尔斯托克斯方程应用于边界层，并通过合理的简化处理，使方程的形式大为简化。但所得到的,布拉修斯解仍然是一个无穷级数，使用时很不方便。而且还只能用于平板表面层流边界层。现在我们将直接从动量守恒定律出发，建立边界层内的动量守恒方程。,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）一、边界层,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,1,）从,AB,面单位时间流入的质量记为,m,x,、动量记为,M,x,对如图所示的二维平面流动问题，取图示的控制体（单元体），断面为,ABCD,，垂直于图面方向（,z,轴方向,）取单位长度。,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）1）从AB面单位,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,2,）从,CD,面单位时间流出的动量记为,M,x+,x,，流出的质量记为,m,x+,x,3,）从,BC,面单位时间内流入的质量记为,m,l,，,流入的动量在,x,方向的分量记为,M,l,；,而,AD,面没有流体的流入、流出。,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）2）从CD面单位时,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,根据质量守恒定律，则有,BC,面在边界层之外，流体沿,x,方向的速度近似等于,0,，故此由,BC,面流入的动量在,x,方向的分量,M,l,4,）,AD,面没有质量流入、流出，但有动量通量存在，其值为,0,，故此由,AD,面在单位时间内传给流体的粘性动量为,0,x,。,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）根据质量守恒定律，,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,5,）沿,x,方向一般情况下还存在着压力梯度。所以，由于作用在,AB,面和,CD,面上的压力差而施加给控制体的作用力为,通过前面的推导我们已经知道,所以，上式变为,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）5）沿x方向一般情,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,建立动量守恒方程如下,化简后得,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）建立动量守恒方程如,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,上式就是边界层积分方程，也称为,冯卡门方程,。,由前面的分析我们知道 是一小量，可略去不计，这时方程进一步简化为,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）上式就是边界层积分,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,上式即为简化后的冯卡门方程，可以用于不同的流态，只要是不可压缩流体就可。,二、,层流边界层积分方程的解,波尔豪森,是最早解出冯卡门方程的人，他分析了方程的特点，假设在层流情况下，速度的分布曲线是,y,的三次方函数关系，即,x,=a+by+cy,2,+dy,3,式中的四个待定常数,a,、,b,、,c,、,d,可由以下边界条件确定：,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）上式即为简化后的冯,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,这些边界条件是,条件,1,），,2,），,3,）是显而易见的,;,条件,4,）是由于,y=0,时，,x,=,y,=0,；,再结合前面推导的普朗特微分方程而得到,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）这些边界条件是条件,利用上述边界条件确定出：,a=0,，,c=0,，,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,因此，速度分布可表示为,或者,将上式联立冯,-,卡门方程，就可求出速度分布和边界层厚度,上式给出了边界层厚度,与进流距离和速度的关系。,利用上述边界条件确定出：a=0，c=0，第三节 边界层内积,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,三、湍流边界层内积分方程的解,在湍流情况下，冯,-,卡门积分方程中的,0,为一般的应力项，要想解上述方程也必须补充一个,x,与,之间的关系式，它不能由波尔豪森的三次方函数给出，此时要借助圆管内湍流速度分布的,1/7,次方定律,用边界层厚度,代替式中的,R,得到,用它来代替波尔豪森多项式的速度分布，根据圆管湍流阻力的关系式，得出壁面切应力,0,为,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）三、湍流边界层内积,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,代入积分方程,可得到,将它和,积分后得,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）代入积分方程可得到,第三节 边界层内积分方程（冯,卡门方程）,由边界条件,由此可见：湍流边界层厚度（,x,4/5,），比层流边界层厚度（,x,1/2,）随进流距离增加而增厚要快得多。,从而得到湍流边界层厚度的分布,第三节 边界层内积分方程（冯卡门方程）由边界条件由此可见,第四节 平板绕流摩擦阻力计算,对于实际流体掠过平板作层流流动，由于流体粘性的作用，使得流体和平板之间存在着相互作用力，即,根据上式，如果我们知道流体在边界层内的速度分布,x,和流体的动力粘度,，则平板对流体的作用力就可以很方便地通过上式求出。,第四节 平板绕流摩擦阻力计算 对于实际流体掠过平,第四节 平板绕流摩擦阻力计算,一、不可压缩流体作层流掠过平板表面流动时的摩擦阻力,通常定义摩擦阻力系数,C,f,为,对于长度为,L,、宽度为,B,的平板，其总阻力,S,为,我们注意到,第四节 平板绕流摩擦阻力计算一、不可压缩流体作层流掠过平,第四节 平板绕流摩擦阻力计算,即,可求出层流条件下掠过平板表面的摩擦阻力系数,C,f,请注意：讲义中此处应补充以下内容,霍华斯（,Howarth),对微分方程通过数值计算给出。,其中,第四节 平板绕流摩擦阻力计算即可求出层流条件下掠过平板表,第四节 平板绕流摩擦阻力计算,另一方面，由边界层积分方程的解，也可以计算出层流平面绕流摩擦阻力，,所以，总阻力,即 由,和,可得到,注意：原教材中该部分多处有误！请参照改正。（,P 71,）,第四节 平板绕流摩擦阻力计算 另一方面，由边界层,第四节 平板绕流摩擦阻力计算,以上的推导可见：,无论从边界层微分方程出发还是从边界层积分方程出发，都可以求出固体壁