武汉大学：《水力学》课程教学资源（教材讲义）第3章 水动力学基础

第三章水动力学基础 本章研究液体机槭运动的基本规律及其在工程中的初步应用。根据物理学和 理论力学中的质量守恒原律、牛顿运动定律及动量定理等,建立水动力学的基本 方程,为以后各章的学习奠定理论基础 液体的机械运动规律也适用于流速远小于音速(约340m/s)的低速运动气体。 因为当气体的运动速度不大于约50ms时,其密度变化率不超过1%,这种情况 下的气体也可认为是不可压缩流体,其运动规律与液体相同。 研究液体的运动规律,也就是要确定描述液体运动状态的物理量,如速度、 加速度、压强、切应力等运动要素随空间与时间的变化规律以及相互关系 由于实际液体存在粘性,使得水流运动分析十分复杂,所以工程上通常先以 忽略粘性的理想液体为硏究对象,然后进一步硏究实际液体。在某些工程问题上, 也可将实际液体近似地按理想液体估算 §3-1描述液体运动的两种方法 描述液体运动的方法有拉格朗日( LL Lagrange)法和欧拉( L Euler)法两种 拉格朗日法( Lagrangian view)拉格朗日法是以液体运动质点为对象, 研究这些质点在整个运动过程中的轨迹(称为迹线)以及运动要素( Kinematic Parameter)随时间的变化规律。每个质点运动状况的总和就构成了整个液体的运 动。所以,这种方法与一般力学中研究质点与质点系运动的方法是一样的 用拉格朗日法描述液体的运动时,运动坐标不是独立变量,设某质点在初始 时刻b时的空间坐标为a、b、c(称为起始坐标),则它在任意时刻t的运动坐 标x、y、z可表示为确定这个质点的起始坐标与时间变量的函数,即 x=x(a, 6, c, 1) y=ya, b,c, t) (3-1-1) 变量a,b,ε,t统称为拉格朗日变量。显然,对于不同的质点,起始坐标a,b, 是不同的。根据式(3-1-1),将某质点运动坐标时间历程描绘出来就得到该质点 的迹线(race 在直角坐标中,给定质点在x,y,z方向的流速分量l,,l可通过求相 应的运动坐标对时间的一阶偏导数得到,即

第三章 水动力学基础 本章研究液体机械运动的基本规律及其在工程中的初步应用。根据物理学和 理论力学中的质量守恒原律、牛顿运动定律及动量定理等，建立水动力学的基本 方程，为以后各章的学习奠定理论基础。 液体的机械运动规律也适用于流速远小于音速（约 340 m/s）的低速运动气体。 因为当气体的运动速度不大于约 50m/s 时，其密度变化率不超过 1%，这种情况 下的气体也可认为是不可压缩流体，其运动规律与液体相同。 研究液体的运动规律，也就是要确定描述液体运动状态的物理量，如速度、 加速度、压强、切应力等运动要素随空间与时间的变化规律以及相互关系。 由于实际液体存在粘性，使得水流运动分析十分复杂，所以工程上通常先以 忽略粘性的理想液体为研究对象，然后进一步研究实际液体。在某些工程问题上， 也可将实际液体近似地按理想液体估算。 §3-1 描述液体运动的两种方法 描述液体运动的方法有拉格朗日（J.L.Lagrange）法和欧拉（L.Euler）法两种。 1．拉格朗日法（Lagrangian View） 拉格朗日法是以液体运动质点为对象， 研究这些质点在整个运动过程中的轨迹（称为迹线）以及运动要素(Kinematic Parameter)随时间的变化规律。每个质点运动状况的总和就构成了整个液体的运 动。所以，这种方法与一般力学中研究质点与质点系运动的方法是一样的。 用拉格朗日法描述液体的运动时，运动坐标不是独立变量，设某质点在初始 时刻 t=t0 时的空间坐标为 a、b、c（称为起始坐标），则它在任意时刻 t 的运动坐 标 x、y、z 可表示为确定这个质点的起始坐标与时间变量的函数，即      = = = ( , , , ) ( , , , ) ( , , , ) z z a b c t y y a b c t x x a b c t (3-1-1) 变量 a，b，c，t 统称为拉格朗日变量。显然，对于不同的质点，起始坐标 a，b， c 是不同的。根据式（3-1-1），将某质点运动坐标时间历程描绘出来就得到该质点 的迹线(Trace)。 在直角坐标中，给定质点在 x，y，z 方向的流速分量 ux，uy，uz 可通过求相 应的运动坐标对时间的一阶偏导数得到，即

t ay U= (3-1-2) 给定质点在x,y,z方向的加速度分量ax,ay,a,可通过求相应的流速分量 对时间的一阶偏导,或求相应的运动坐标对时间的二阶偏导得到,即 auy a2 ar a au. a2 dr 由于液体质点的运动轨迹非常复杂,用拉格朗日法分析流动,在数学上会遇到很 多的困难,同时实用上一般也不需要知道给定质点的运动规律,所以除少数情况 外(如研究波浪运动),水力学通常不采用这种方法,而采用较简便的欧拉法 2.欧拉法( Eulerian view)欧拉法是把液体当作连续介质,以充满运动质点 的空间——流场( Flow Field)为对象,研究各时刻流场中不同质点运动要素的分布 与变化规律,而不直接追踪给定质点在某时刻的位置及其运动状况。 用欧拉法描述液体运动时,运动要素是空间坐标x,y,z与时间变量t的连 续可微函数。变量x,y,z,t统称为欧拉变量。因此,各空间点的流速所组成的 流速场可表示为 u.=u(x,y, =, 1) 各空间点的压强所组成的压强场可表示为 p=p(x,y,=,1) (3-1-5) 加速度应是速度对时间的全导数。注意到式(3-1-4)中x,y,z是液体质点 在t时刻的运动坐标,对同一质点来说它们不是独立变量,而是时间变量t的函 数。根据复合函数求导规则,得 x中 式中 d y d

           =   =   = t z u t y u t x u z y x (3-1-2) 给定质点在 x，y，z 方向的加速度分量 ax，ay，az，可通过求相应的流速分量 对时间的一阶偏导，或求相应的运动坐标对时间的二阶偏导得到，即              =   =   =   =   =   = 2 2 2 2 2 t z t u a t y t u a t x t u a z z y y x x (3-1-3) 由于液体质点的运动轨迹非常复杂，用拉格朗日法分析流动，在数学上会遇到很 多的困难，同时实用上一般也不需要知道给定质点的运动规律，所以除少数情况 外（如研究波浪运动），水力学通常不采用这种方法，而采用较简便的欧拉法。 2．欧拉法(Eulerian View) 欧拉法是把液体当作连续介质，以充满运动质点 的空间——流场(Flow Field)为对象，研究各时刻流场中不同质点运动要素的分布 与变化规律，而不直接追踪给定质点在某时刻的位置及其运动状况。 用欧拉法描述液体运动时，运动要素是空间坐标 x，y，z 与时间变量 t 的连 续可微函数。变量 x，y，z，t 统称为欧拉变量。因此，各空间点的流速所组成的 流速场可表示为      = = = ( , , , ) ( , , , ) ( , , , ) u u x y z t u u x y z t u u x y z t z z y y x x (3-1-4) 各空间点的压强所组成的压强场可表示为 p = p(x, y,z,t) (3-1-5) 加速度应是速度对时间的全导数。注意到式（3-1-4）中 x，y，z 是液体质点 在 t 时刻的运动坐标，对同一质点来说它们不是独立变量，而是时间变量 t 的函 数。根据复合函数求导规则，得 dt dz z u dt dy y u dt dx x u t u dt du a x x x x x x     +    +   +   = = 式中 ux dt dx = ； u y dt dy = ； uz dt dz =

故 l 同理 +ul 1_中=0 上式右边第一项,m,如2表示通过固定点的液体质点速度随时间的变化率, 称为当地加速度:等号右边后三项反映了在同一时刻因地点变更而形成的加速度, 称为迁移加速度。所以,用欧拉法描述液体运动时,液体质点的加速度应是当地 加速度与迁移加速度之和。例如,由水箱侧壁开口并接出一根收缩管(图3-1-1), 水经该管流出。由于水箱中的水位逐渐下降,收缩管内同一点的流速随时间不断 减小:另一方面,由于管段收缩,同一时刻收缩管内各点的流速又沿程增加(理 由见§3-3)。前者引起的加速度就是当地加速度(在本例中为负值),后者引起的 加速度就是迁移加速度(在本例中为正值)。 图3-1-1 §3-2欧拉法的几个基本概念 恒定流与非恒定流( Steady Flow and Unsteady Flow)液体运动可分为恒定 流与非恒定流两类。若流场中所有空间点上一切运动要素都不随时间改变,这种 流动称为恒定流。否则,就叫做非恒定流。例如,图3-1-1中水箱里的水位不恒 定时,水流中各点的流速与压强等运动要素随时间而变化,这样的流动就是非恒 定流。若设法使箱内水位保持恒定,则液体的运动就成为恒定流 恒定流中一切运动要素只是坐标x,y,z的函数,而与时间t无关,因而恒 定流中 恒定流中当地加速度等于零,但迁移加速度可以不等于零。 恒定流与非恒定流相比较,欧拉变量中少了一个时间变量t,因而问题要简

故 z u u y u u x u u t u dt du a x z x y x x x x x   +   +   +  = = 同理 z u u y u u x u u t u dt du a y z y y y x y y y   +   +   +   = = (3-1-6) z u u x u u x u u t u dt du a z y z y z x z z z   +   +   +   = = 上式右边第一项 t u t u t ux y z       , , 表示通过固定点的液体质点速度随时间的变化率， 称为当地加速度：等号右边后三项反映了在同一时刻因地点变更而形成的加速度， 称为迁移加速度。所以，用欧拉法描述液体运动时，液体质点的加速度应是当地 加速度与迁移加速度之和。例如，由水箱侧壁开口并接出一根收缩管（图 3-1-1）， 水经该管流出。由于水箱中的水位逐渐下降，收缩管内同一点的流速随时间不断 减小；另一方面，由于管段收缩，同一时刻收缩管内各点的流速又沿程增加（理 由见§3-3）。前者引起的加速度就是当地加速度（在本例中为负值），后者引起的 加速度就是迁移加速度（在本例中为正值）。 图 3-1-1 §3-2 欧拉法的几个基本概念 1．恒定流与非恒定流(Steady Flow and Unsteady Flow) 液体运动可分为恒定 流与非恒定流两类。若流场中所有空间点上一切运动要素都不随时间改变，这种 流动称为恒定流。否则，就叫做非恒定流。例如，图 3-1-1 中水箱里的水位不恒 定时，水流中各点的流速与压强等运动要素随时间而变化，这样的流动就是非恒 定流。若设法使箱内水位保持恒定，则液体的运动就成为恒定流。 恒定流中一切运动要素只是坐标 x，y，z 的函数，而与时间 t 无关，因而恒 定流中 = 0   =   =   =   t p t u t u t ux y z (3-2-1) 恒定流中当地加速度等于零，但迁移加速度可以不等于零。 恒定流与非恒定流相比较，欧拉变量中少了一个时间变量 t，因而问题要简

单得多。在实际工程中不少非恒定流问题的运动要素随时间非常缓慢地变化,或 者是在一段时间内运动要素的平均值几乎不变,此时可近似地把这种流动当作恒 定流处理。另外,有些非恒定流经改变坐标系后可变成恒定流。例如,船在静止 的河水中等速直线行驶时,船两侧的水流对于岸上的人看来(即对于固结于岸上 的坐标系来说)是非恒定流,但对于站在船上的人看来(即对于固结于船上的坐 标系来讲)则是恒定流,它相当于船不动,而远处水流以与船相反的方向等速流 过来。 2.一元流、二元流与三元流(One, Two and Three Dimensional flow)恒定 流与非恒定流是根据欧拉变量中的时间变量对运动要素有无影响来分类的;若考 察运动要素与坐标变量的关系,液体的流动可分为一元流、二元流与三元流。 若运动要素是三个空间坐标的函数,这种流动就称为三元流;若是二个坐标 (不限于直角坐标)的函数,就叫做二元流;若是一个坐标(如沿流动方向的坐 标)的函数,就叫做一元流。 液体一般在三元空间中流动。例如,水在断面形状与大小沿程变化的天然河 道中的流动,水对船体的绕流等等,这类流动属于三元流 若液体在平行平面间流动,而且在与这些平面垂直的方向上各点的流动状态 相同,则称为平面流动。平面流动就属于二元流动。例如,水在非常宽阔的矩形 渠道中流动,远离侧边的与x平面平行的诸铅垂面上(图3-2-1中a-a,b-b,cc 断面)的流动就是直角坐标系中的二元流动。在这些平面上运动要素与直角坐标 中的y无关,而只是x,z的函数。又如,实际液体在圆截面(轴对称)管道中的 流动(图3-2-2),运动要素只是柱坐标中r,x的函数,而与θ角无关,这也是二 元流动。其断面流速分布如图所示,由于液体的粘性及对管壁的附着作用,紧靠 管壁的液体质点的流速等于零,而管道轴上的液体质点因受管壁的影响最小,故 流速最大,中间是过渡状态 图3-2-2

单得多。在实际工程中不少非恒定流问题的运动要素随时间非常缓慢地变化，或 者是在一段时间内运动要素的平均值几乎不变，此时可近似地把这种流动当作恒 定流处理。另外，有些非恒定流经改变坐标系后可变成恒定流。例如，船在静止 的河水中等速直线行驶时，船两侧的水流对于岸上的人看来（即对于固结于岸上 的坐标系来说）是非恒定流，但对于站在船上的人看来（即对于固结于船上的坐 标系来讲）则是恒定流，它相当于船不动，而远处水流以与船相反的方向等速流 过来。 2．一元流、二元流与三元流(One_,Two_ and Three_Dimensional Flow) 恒定 流与非恒定流是根据欧拉变量中的时间变量对运动要素有无影响来分类的；若考 察运动要素与坐标变量的关系，液体的流动可分为一元流、二元流与三元流。 若运动要素是三个空间坐标的函数，这种流动就称为三元流；若是二个坐标 （不限于直角坐标）的函数，就叫做二元流；若是一个坐标（如沿流动方向的坐 标）的函数，就叫做一元流。 液体一般在三元空间中流动。例如，水在断面形状与大小沿程变化的天然河 道中的流动，水对船体的绕流等等，这类流动属于三元流。 若液体在平行平面间流动，而且在与这些平面垂直的方向上各点的流动状态 相同，则称为平面流动。平面流动就属于二元流动。例如，水在非常宽阔的矩形 渠道中流动，远离侧边的与 xz 平面平行的诸铅垂面上（图 3-2-1 中 a-a，b-b，c-c 断面）的流动就是直角坐标系中的二元流动。在这些平面上运动要素与直角坐标 中的 y 无关，而只是 x，z 的函数。又如，实际液体在圆截面（轴对称）管道中的 流动（图 3-2-2），运动要素只是柱坐标中 r，x 的函数，而与θ角无关，这也是二 元流动。其断面流速分布如图所示，由于液体的粘性及对管壁的附着作用，紧靠 管壁的液体质点的流速等于零，而管道轴上的液体质点因受管壁的影响最小，故 流速最大，中间是过渡状态。 图 3-2-2

u,f(rrr) 图3-3 v=f(s) 图3-4 若考虑流道(管道或渠道)中实际液体运动要素的断面平均值(图3-2-3), 则运动要素只是曲线坐标s的函数,这种流动属于一元流动 显然,坐标变量越少,问题越简单。因此在工程问题中,在保证一定精度的 条件下,尽可能将复杂的三元流动简化为二元流动乃至一元流动,求得它的近似 解。在水力学中经常运用一元分析法或总流分析法来解决管道与渠道中的许多流 动问题。 3.流线,均匀流与非均匀流 (1〕流线( Streamline)为了用欧拉法形象地描绘流速矢量场,引进流线的概 念。若某时刻在流速场中画出这样一条空间曲线,它上面所有液体质点的流速矢 量都与这一曲线相切,这条曲线就称为该时刻的一条流线。因此,流线表明了某 时刻流场中各点的流速方向。流线的作法如下:在流速场中任取一点1(图3-2-4), 绘出在某时刻通过该点的质点的流速矢量,再在该矢量上取距点1很近的点2 处,标出同一时刻通过该处的质点的流速矢量…如此继续下去,得一折线12 3456…,若折线上相邻各点的间距无限接近,其极限就是某时刻流速场中经 过点1的流线 图3-5

若考虑流道（管道或渠道）中实际液体运动要素的断面平均值（图 3-2-3）， 则运动要素只是曲线坐标 s 的函数，这种流动属于一元流动。 显然，坐标变量越少，问题越简单。因此在工程问题中，在保证一定精度的 条件下，尽可能将复杂的三元流动简化为二元流动乃至一元流动，求得它的近似 解。在水力学中经常运用一元分析法或总流分析法来解决管道与渠道中的许多流 动问题。 3．流线，均匀流与非均匀流 （1）流线(Streamline) 为了用欧拉法形象地描绘流速矢量场，引进流线的概 念。若某时刻在流速场中画出这样一条空间曲线，它上面所有液体质点的流速矢 量都与这一曲线相切，这条曲线就称为该时刻的一条流线。因此，流线表明了某 时刻流场中各点的流速方向。流线的作法如下：在流速场中任取一点 1（图 3-2-4）， 绘出在某时刻通过该点的质点的流速矢量 u1，再在该矢量上取距点 1 很近的点 2 处，标出同一时刻通过该处的质点的流速矢量 u2……如此继续下去，得一折线 1 2 3 4 5 6……，若折线上相邻各点的间距无限接近，其极限就是某时刻流速场中经 过点 1 的流线

图3 在整个运动液体的空间可绘出一系列的流线,称为流线簇,流线簇构成的流 线图称为流谱(图3-2-5)。不可压缩的液体中,流线簇的疏密程度反映了流场各 点的速度大小。流线密集的地方流速大,而稀疏的地方速度小(理由见§3-3)。 流线和迹线是两个完全不同的概念。非恒定流的流线与迹线不相重合,但恒 定流的流线与迹线相重合。可利用图3-2-4作如下说明:设某时刻经过点1的质 点的流速为,经d时间该质点运动到无限接近的点2时,在恒定流条件下, 仍以原来的流速l运动,于是经过d时间,它必然到达点3,……如此继续下 去,则曲线1-2-3…即为迹线。而前面已说明此曲线为流线。因此,液体质点的运 动迹线在恒定流时与流线相重合 根据流线的定义可得到流线的微分方程:设ds为流线的微元长度,u为质点 在该点的流速,因两者重合故流线方程应满足 在直角坐标系中即 式中i,,k分别是x,y,z方向的单位矢量。展开后得到流线的微分方程为 dr dy de 流速分量l,ly,l是坐标x,y,z与时间t的函数,这里t是以参数形式出现的。非恒定流 因流场中各点的流速矢量随时间变化,因此,流线在不同时刻有不同的形状:反之,恒 流的流线形状与位置不随时间改变 例3-1已知流速场为 其中C为常数,求流线方程。 解由式(3-2-2)

在整个运动液体的空间可绘出一系列的流线，称为流线簇，流线簇构成的流 线图称为流谱（图 3-2-5）。不可压缩的液体中，流线簇的疏密程度反映了流场各 点的速度大小。流线密集的地方流速大，而稀疏的地方速度小（理由见§3-3）。 流线和迹线是两个完全不同的概念。非恒定流的流线与迹线不相重合，但恒 定流的流线与迹线相重合。可利用图 3-2-4 作如下说明：设某时刻经过点 1 的质 点的流速为 u1，经 dt1 时间该质点运动到无限接近的点 2 时，在恒定流条件下， 仍以原来的流速 u2 运动，于是经过 dt2 时间，它必然到达点 3，……如此继续下 去，则曲线 1-2-3…即为迹线。而前面已说明此曲线为流线。因此，液体质点的运 动迹线在恒定流时与流线相重合。 根据流线的定义可得到流线的微分方程：设 ds 为流线的微元长度，u 为质点 在该点的流速，因两者重合故流线方程应满足 ds×u=0 在直角坐标系中即 = 0 ux u y uz dx dy dz i j k 式中 i，j，k 分别是 x，y，z 方向的单位矢量。展开后得到流线的微分方程为 x y uz dz u dy u dx = = (3-2-2) 流速分量 ux，uy，uz 是坐标 x，y，z 与时间 t 的函数，这里 t 是以参数形式出现的。非恒定流 时，因流场中各点的流速矢量随时间变化，因此，流线在不同时刻有不同的形状；反之，恒 定流的流线形状与位置不随时间改变。 例 3-1 已知流速场为 , , 0 2 2 2 2 = + = + x = y uz x y Cy u x y Cx u 其中 C 为常数，求流线方程。 解 由式（3-2-2）

化简为 dx dy 积分得 Inx +Inc,=In 则 C1 此外,则l=0得 =C 因此,流线为xOy平面上的一簇通过原点的直线(图3-2-6)。这种流动称为平面点源流动(C >0时)或平面点汇流动(C0 C<0 图3-2-6 (2)流线的性质: ①恒定流的流线形状不随时间变化,非恒定流的流线形状随时间变化; ②恒定流的流线与迹线重合,非恒定流的流线与迹线不重合 ③流线一般不会相交,也不会转折(驻点除外) 推论:过流场中一点,只能引一条流线。 3)均匀流与非均匀流( Uniform Flow and Nonuniform Flow)根据流线形状 不同可将液体流动分为均匀流与非均匀流两种。若诸流线是平行直线,这种流动 就称为均匀流:否则,称为非均匀流。例如,液体在等截面直管中的流动,或液 体在断面形状与尺寸沿程不变的直长渠道中的流动都是均匀流。若液体在收缩管、 扩散管或弯管中的流动,以及液体在断面形状或尺寸沿程变化的渠道中的流动都 形成非均匀流。在均匀流中,位于同一流线上各质点的流速大小和方向均相同, 而在非均匀流中情况与上述相反。 均匀流与恒定流,非均匀流与非恒定流是两种不同的概念。恒定流的当地加 速度等于零,而均匀流的迁移加速度等于零。所以,液体的流动分为恒定均匀流, 恒定非均匀流,非恒定非均匀流,非恒定均匀流四种情况。在明渠流中,由于存 在自由液面,所以一般不存在非恒定均匀流这一情况

2 2 2 2 x y Cy dy x y Cx dx + = + 化简为 y dy x dx = 积分得 Inx + InC = Iny 1 则 y C x = 1 此外，则 uz=0 得 dz = 0 则 C2 z = 因此，流线为 xOy 平面上的一簇通过原点的直线（图 3-2-6）。这种流动称为平面点源流动（C ＞0 时）或平面点汇流动（C＜0 时＝。 图 3-2-6 （2）流线的性质： ①恒定流的流线形状不随时间变化，非恒定流的流线形状随时间变化； ②恒定流的流线与迹线重合，非恒定流的流线与迹线不重合； ③流线一般不会相交，也不会转折(驻点除外)。 推论：过流场中一点，只能引一条流线。 （3）均匀流与非均匀流(Uniform Flow and Nonuniform Flow) 根据流线形状 不同可将液体流动分为均匀流与非均匀流两种。若诸流线是平行直线，这种流动 就称为均匀流；否则，称为非均匀流。例如，液体在等截面直管中的流动，或液 体在断面形状与尺寸沿程不变的直长渠道中的流动都是均匀流。若液体在收缩管、 扩散管或弯管中的流动，以及液体在断面形状或尺寸沿程变化的渠道中的流动都 形成非均匀流。在均匀流中，位于同一流线上各质点的流速大小和方向均相同， 而在非均匀流中情况与上述相反。 均匀流与恒定流，非均匀流与非恒定流是两种不同的概念。恒定流的当地加 速度等于零，而均匀流的迁移加速度等于零。所以，液体的流动分为恒定均匀流， 恒定非均匀流，非恒定非均匀流，非恒定均匀流四种情况。在明渠流中，由于存 在自由液面，所以一般不存在非恒定均匀流这一情况

根据流线的概念还可引入以下几个重要的概念。 4.流管、元流、总流、过水断面、流量与断面平均流速 (1)流管( Streamtube)在流场中画出任一微小封闭曲线l(不是流线),它 所围的面积为无限小,经该曲线上各点作流线,这些流线所构成的封闭管状面称 为流管(图3-2-7a)。 根据流线的性质,在各个时刻,液体质点只能在流管内部或沿流管表面流动, 而不能穿破流管 图3-2-7 (2)元流( Filament)流管所包含的液流称为元流或微小流束(图3-2-7b)。 因恒定流时流线的形状与位置不随时间改变,故恒定流时流管及元流的形状与位 置也不随时间改变。 (3)总流( Total Flow)具有一定边界和规模的实际流动称为总流。总流可 视为无数个元流之和 (4)过水断面( Cross section)与元流或总流正交的横断面称为过水断面。 过水断面不一定是平行面,流线互不平行的非均匀流过水断面是曲面;流线相互 平行的均匀流过水断面才是平面(图3-28)。 图3-2-8 总流的过水断面面积A等于无数元流的过水断面面积dA之和。 元流的过水断面面积为无限小,断面上各点的运动要素,如流速、压强等

根据流线的概念还可引入以下几个重要的概念。 4．流管、元流、总流、过水断面、流量与断面平均流速 （1）流管(Streamtube) 在流场中画出任一微小封闭曲线 l（不是流线），它 所围的面积为无限小，经该曲线上各点作流线，这些流线所构成的封闭管状面称 为流管（图 3-2-7a）。 根据流线的性质，在各个时刻，液体质点只能在流管内部或沿流管表面流动， 而不能穿破流管。 图 3-2-7 （2）元流(Filament) 流管所包含的液流称为元流或微小流束（图 3-2-7b）。 因恒定流时流线的形状与位置不随时间改变，故恒定流时流管及元流的形状与位 置也不随时间改变。 （3）总流(Total Flow) 具有一定边界和规模的实际流动称为总流。总流可 视为无数个元流之和。 （4）过水断面(Cross Section) 与元流或总流正交的横断面称为过水断面。 过水断面不一定是平行面，流线互不平行的非均匀流过水断面是曲面；流线相互 平行的均匀流过水断面才是平面（图 3-2-8）。 图 3-2-8 总流的过水断面面积 A 等于无数元流的过水断面面积 dA 之和。 元流的过水断面面积为无限小，断面上各点的运动要素，如流速、压强等

在同一时刻可认为是相同的,而总流的过水断面上各点的运动要素一般是不同的 (5)流量( Discharge)单位时间内通过过水断面的液体体积称为流量,以Q 表示。流量的单位是米3秒(m3/s)或升秒(ls)等,量纲为L3Tl 因为元流过水断面上各点的速度在同一时刻可认为是相同的,而过水断面又 与流速矢量正交,所以元流的流量为 而总流的流量等于所有元流的流量之和,即 Q=「AdQ=「AdA 若流速u在过水断面上的分布已知,则可通过积分求得通过该过水断面的流量。 般流量指的是体积流量,但有时也引用重量流量(γρ与质量流量(φρ, 它们分别表示单位时间通过过水断面的液体重量与质量。重量流量的单位为牛/ 秒(N)或牛小时(Nh)等。质量流量的单位为公斤秒(kgs)或公斤小时(kgh) (6)断面平均流速( Mean Velocity)一般断面流速分布不易确定,此时可根 据积分中值定理引进断面平均流速ν确定,积分式(3-2-4) udA=vA=O (3-2-5) 这就是说,假定总流过水断面上流速按ν值均匀分布,由此算得的流量νA应等于 实际流量Q。其几何解释是:以底为A、高为v的柱形体积等于流速分布曲线与 过水断面所围的体积∫Ad4(图3-2-9)。显然 (3-2-6) A 图3-2-9 从上述分析可知,引进断面平均流速后可将实际三元或二元问题简化为一元 问题,这就是一元分析法或总流分析法(参见图3-2-3)。 §3-3连续性方程( ont inuity equat ion)

在同一时刻可认为是相同的，而总流的过水断面上各点的运动要素一般是不同的。 （5）流量(Discharge) 单位时间内通过过水断面的液体体积称为流量，以 Q 表示。流量的单位是米 3 /秒（m3 /s）或升/秒（l/s）等，量纲为[L 3T -1 ]。 因为元流过水断面上各点的速度在同一时刻可认为是相同的，而过水断面又 与流速矢量正交，所以元流的流量为 dQ = udA (3-2-3) 而总流的流量等于所有元流的流量之和，即 Q =  A dQ =  A udA (3-2-4) 若流速 u 在过水断面上的分布已知，则可通过积分求得通过该过水断面的流量。 一般流量指的是体积流量，但有时也引用重量流量(γQ)与质量流量(ρQ)， 它们分别表示单位时间通过过水断面的液体重量与质量。重量流量的单位为牛/ 秒（N/s）或牛/小时（N/h）等。质量流量的单位为公斤/秒（kg/s）或公斤/小时（kg/h） 等。 （6）断面平均流速(Mean Velocity) 一般断面流速分布不易确定，此时可根 据积分中值定理引进断面平均流速 v 确定，积分式（3-2-4）  A udA= vA= Q (3-2-5) 这就是说，假定总流过水断面上流速按 v 值均匀分布，由此算得的流量 vA 应等于 实际流量 Q。其几何解释是：以底为 A、高为 v 的柱形体积等于流速分布曲线与 过水断面所围的体积  A udA （图 3-2-9）。显然 A Q A udA v A =  = (3-2-6) 图 3-2-9 从上述分析可知，引进断面平均流速后可将实际三元或二元问题简化为一元 问题，这就是一元分析法或总流分析法（参见图 3-2-3）。 §3-3 连续性方程(Continuity Equation)

液体一元流动的连续方程是水力学的一个基本方程,它是质量守恒原理在水 力学中的应用。 从总流中任取一段(图3-3-1),其进口过水断面1-1面积为A1,出口过水断 面22面积为A2;再从中任取一元流,其进口过水断面为dA,流速为,出口 过水断面积为dA2,流速为。考虑到 A2 图3-3-1 (1)在恒定流条件下,元流的形状与位置不随时间改变; (2)不可能有液体经元流侧面流进或流出 (3)液体是连续介质,元流内部不存在空隙。 根据质量守恒原理,单位时间内流进dA1的质量等于流出dA2的质量,因元 流过水断面很小,可认为pu均布,即 PL44=p2u2d2=常数 (3-3-1) 对于不可压缩的液体,密度1=p2=常数,则有 u,dA=u,dA,=dQ 这就是元流的连续性方程。它表明:不可压缩元流的流速与其过水断面积成反比, 因而流线密集的地方流速大,而流线稀疏的地方流速小。 总流是无数个元流之和,将元流的连续性方程在总流过水断面上积分可得总 流的连续性方程: d@=AudA= 引入入断面平均流速后成为 v1A1=v242=Q (3-3-3) 这就是不可压缩恒定总流的连续性方程,它在形式上与元流的连续性方程相似, 应注意的是:总流是以断面平均流速ν代替点流速u。上式表明,不可压缩液体 的恒定总流中,任意两过水断面,其平均流速与过水断面面积成反比。 连续性方程是不涉及任何作用力的方程,所以,它无论对于理想液体或实际 液体都适用。 连续性方程不仅适用于恒定流条件下,而且在边界固定的管流中,即使是非

液体一元流动的连续方程是水力学的一个基本方程，它是质量守恒原理在水 力学中的应用。 从总流中任取一段（图 3-3-1），其进口过水断面 1-1 面积为 A1，出口过水断 面 2-2 面积为 A2；再从中任取一元流，其进口过水断面为 dA1，流速为 u1，出口 过水断面积为 dA2，流速为 u2。考虑到： 图 3-3-1 （1）在恒定流条件下，元流的形状与位置不随时间改变； （2）不可能有液体经元流侧面流进或流出； （3）液体是连续介质，元流内部不存在空隙。 根据质量守恒原理，单位时间内流进 dA1 的质量等于流出 dA2 的质量，因元 流过水断面很小，可认为ρu 均布， 即 1u1dA1 = 2u2dA2 ＝常数 (3-3-1) 对于不可压缩的液体，密度ρ1=ρ2=常数，则有 u1dA1 = u2dA2 = dQ (3-3-2) 这就是元流的连续性方程。它表明：不可压缩元流的流速与其过水断面积成反比， 因而流线密集的地方流速大，而流线稀疏的地方流速小。 总流是无数个元流之和，将元流的连续性方程在总流过水断面上积分可得总 流的连续性方程：  dQ =  A1 u1dA1 =  A2 u2dA2 引入入断面平均流速后成为 v1A1 = v2A2 = Q (3-3-3) 这就是不可压缩恒定总流的连续性方程，它在形式上与元流的连续性方程相似， 应注意的是：总流是以断面平均流速 v 代替点流速 u。上式表明，不可压缩液体 的恒定总流中，任意两过水断面，其平均流速与过水断面面积成反比。 连续性方程是不涉及任何作用力的方程，所以，它无论对于理想液体或实际 液体都适用。 连续性方程不仅适用于恒定流条件下，而且在边界固定的管流中，即使是非