第六章粘性流体的一维定常流动.ppt

1、2018/9/30,工程流体力学,第六章 粘性流体的一维定常流动,第一节 黏性流体总流的伯努利方程第二节 黏性流体的两种流动型态 第三节 流动损失分类第四节 圆管中流体的层流流动第五节 圆管中流体的紊流流动第六节 沿程阻力系数的实验研究第七节 非圆形截面管道沿程损失的计算第八节 局部损失的计算第九节 管 道 水 力 计 算第十节 水击现象,2018/9/30,工程流体力学,在第三章中，通过对理想流体运动的基本规律的讨论，得到了流场中任一空间点上、任一时刻流体微团的压强和速度等流动参数之间的关系式，但在推导流体微团沿流线运动的伯努利方程中，仅局限于微元流束的范围内。而在工程实际问题中要研究实际流

2、体在整个流场中的运动，其中大量的是在管道和渠道中的流动问题。所以除了必须把所讨论的范围从微元流束扩展到整个流场（如管道）外，还需考虑黏性对流体运动的影响，实际流体都具有黏性，在流动过程中要产生摩擦阻力，为了克服流动阻力以维持流动，流体中将有一部分机械能不可逆地损失掉。由此可见，讨论黏性流体流动的重点就是讨论由于黏性在流动中所造成的阻力问题，即讨论阻力的性质、产生阻力的原因和计算阻力的方法。,2018/9/30,工程流体力学,第一节 黏性流体总流的伯努利方程,一、黏性流体微元流束的伯努利方程在第三章中已经得到了理想不可压缩流体作定常流动时，质量力仅为重力情况下的微 元流束的伯努利方程，该式说明流

3、体微团沿流线运动时总机械能不变。但是对于黏性流体， 在流动时为了克服由于黏性的存在所产生的阻力将损失掉部分机械能，因而流体微团在流 动过程中，其总机械能沿流动方向不断地减少。如果黏性流体从截面1流向截面2，则截面2处的总机械能必定小于截面1处的总机械能。若以 表示单 位重量流体自截面1到2的流动中所损失的机械能（又称为水头损失），则黏性流体微元流束的伯努利方程为 (6-1)式（6-1）的几何解释如图6-1所示，实际总水头线沿微元流束下降，而静水头线则随流束的形状上升或下降。,2018/9/30,工程流体力学,图6-1 伯努利方程的几何解释,2018/9/30,工程流体力学,二、黏性流体总流的伯

4、努利方程 流体的实际流动都是由无数微元流束所组成的有效截面为有限值的总流流动，例如流体在管道中和渠道中的流动等。 微元流束的有效截面是微量，因而在同一截面上流体质点的位置高度 、压强 和流速 都可认为是相同的。而总流的同一有效截面上，流体质点的位置高度 、压强和流速 是不同的。总流是由无数微元流束所组成的。因此，由黏性流体微元流束的伯努利方程来推导总流的伯努利方程，对总流有效截面进行积分时，将遇到一定的困难，这就需要对实际流动作某些必要的限制。为了便于积分，首先考虑在什么条件下总流有效截面上各点的 常数？这只有在有效截面附近处有缓变流动时才能符合这个要求。,2018/9/30,工程流体力学,由

5、于流线几乎是平行直线，则各有效截面上相应点的流速几乎不变，成为均匀流，由于速度的变化很小即可将惯性力忽略不计，又由于流线的曲率半径很大，故向心力加速度很小，以致可将离心力忽略。于是缓变流中的流体微团只受重力和压强的作用，故缓变流的有效截面上各点的压强分布与静压强分布规律一样，即在同一有效截面上各点的 常数。当然在不同的有效截面上有不同的常数值。 掌握了缓变流动的特性之后，就可以将黏性流体微元流束的伯努利方程应用于总流，从而推导出适用于两个缓变流有效截面的黏性流体总流的伯努利方程。,2018/9/30,工程流体力学,以总流中每一微元流束的任意两个截面可以写出 则通过该微元流束的总能量在截面1与截

6、面2之间的关系式为积分上式，则得总流在有效截面1和有效截面2之间的总能量关系式 （6-2）,2018/9/30,工程流体力学,若有效截面1和有效截面2处的流动都是缓变流动，则 和 ， 和 是两个不同的常数，于是式（6-2）可写成 （6-3）对于不可压缩流体，以 通除式（6-3）各项得 （6-4）用有效截面上的平均流速 代替真实流速 ，则可将式（6-4）中总流的平均单位重量 流体的动能项改写为 （6-5）式中 总流的动能修正系数 （6-6）,2018/9/30,工程流体力学,以 表示总流有效截面1和有效截面2之间的平均单位重量流体的能量损失，即 （6-7）将式（6-5）和式（6-7）代人式（6-

7、4）中得： （6-8） 这就是黏性流体总流的伯努利方程。适用范围是：重力作用下不可压缩黏性流体定常流动的任意两个缓变流的有效截面，至于两个有效截面之间是否是缓变流则无关系。由式(6-8)可以看出，如同黏性流体沿微元流束的流动情况一样，为了克服流动阻力，总流的总机械能即实际总水头线也是沿流线方向逐渐减少的，如图6-2所示。,2018/9/30,工程流体力学,图6-2 总流总水头线,2018/9/30,工程流体力学,动能修正系数 是由于截面上速度分布不均匀而引起的，它可按式（6-6）根据有效截面上的速度分布规律而求得。 是个大于1的数，有效截面上的流速越均匀， 值越趋近于1。在实际工业管道中，通常

8、都近似地取 。以后如不加特别说明，都假定 ，并以 代表平均流速。而对于圆管层流流动 。,2018/9/30,工程流体力学,【例6-1】 有一文丘里管如图6-3所示，若水银差压计的指示为360mmHg，并设从截面A流到截面B的水头损失为0.2mH2O， =300mm， =150mm，试求此时通过文丘里管的流量是多少?,图6-3 文丘里管,2018/9/30,工程流体力学,【解】 以截面A为基准面列出截面A和B的伯努利方程由此得 （a）由连续性方程所以 （b）,2018/9/30,工程流体力学,水银差压计11为等压面，则有由上式可得 （c）将式（b）和式（c）代入（a）中解得 （m/s） （m3/

9、s）,2018/9/30,工程流体力学,【例6-2】 有一离心水泵装置如图6-4所示。已知该泵的输水量 m3/h，吸水管内径 150mm，吸水管路的总水头损失 mH2O，水泵入口22处，真空表读数为450mmHg，若吸水池的面积足够大，试求此时泵的吸水高度 为多少?,图6-4 离心泵装置示意图,2018/9/30,工程流体力学,【解】 选取吸水池液面l1和泵进口截面22这两个缓变流截面列伯努利方程，并以11为基准面，则得因为吸水池面积足够大，故 。且 （m/s） 为泵吸水口截面22处的绝对压强，其值为将和值代入上式可得,（mH2O）,2018/9/30,工程流体力学,第二节 黏性流体的两种流动

10、型态,从上节式（6-8）的黏性流体总流的伯努利方程可以看出，要想应用此关系式计算有关工程实际问题，必须计算能量损失 项，由于流体流动的能量损失与流动状态有很大关系，因此，我们首先讨论黏性流体流型。,黏性流体的流动存在着两种不同的流型，即层流和紊流，这两种流动型态由英国物理学家雷诺（Reynolds）在1883年通过他的实验（即著名的雷诺实验）大量观察了各种不同直径玻璃管中的水流，总结说明了这两种流动状态。,2018/9/30,工程流体力学,一、雷诺实验,雷诺实验装置如图6-5所示。实验的步骤如下：,(1) 首先将水箱A注满水，并利用溢水管H保持水箱中的水位恒定，然后微微打开玻璃管末端的调节阀C

11、，水流以很小速度沿玻璃管流出。再打开颜色水瓶D上的小阀K，使颜色水沿细管E流入玻璃管B中。当玻璃管中水流速度保持很小时，看到管中颜色水呈明显的直线形状，不与周围的水流相混。这说明在低速流动中，水流质点完全沿着管轴方向直线运动，这种流动状态称为层流，如图6-6(a)所示。,图6-5 雷诺实验,图6-6 层流、紊流及过渡状态,2018/9/30,工程流体力学,(2) 调节阀C逐渐开大，水流速度增大到某一数值时颜色水的直线流将开始振荡，发生弯曲，如图6-6(b)所示。,(3) 再开大调节阀C，当水流速度增大到一定程度时，弯曲颜色水流破裂成一种非常紊乱的状态，颜色水从细管E流出，经很短一段距离后便与周

12、围的水流相混，扩散至整个玻璃管内，如图6-6(c)所示。这说明水流质点在沿着管轴方向流动过程中，同时还互相掺混，作复杂的无规则的运动，这种流动状态称为紊流（或湍流）。,如果将调节阀C逐渐关小，水流速度逐渐减小，则开始时玻璃管内仍为紊流，当水流速度减小到另一数值时，流体又会变成层流，颜色水又呈一明显的直线。但是，由紊流转变为层流时的流速要比由层流转变为紊流时的流速小一些。我们把流动状态转化时的流速称为临界流速，由层流转变为紊流时的流速称为上临界流速，以,表示。由紊流转变为层流时的流速称为下临界流速，以,表示。则,。,以,表示。则,表示。由紊流转变为层流时的流速称为下临界速，,2018/9/30,

13、工程流体力学,雷诺实验表明：当流速大于上临界流速时为紊流；当流速小于下临界流速时为层流；当流速介于上、下临界流速之间时，可能是层流也可能是紊流，这与实验的起始状态、有无扰动等因素有关，不过实践证明，是紊流的可能性更多些。在相同的玻璃管径下用不同的液体进行实验，所测得的临界流速也不同，黏性大的液体临界流速也大；若用相同的液体在不同玻璃管径下进行试验，所测得的临界流速也不同，管径大的临界流速反而小。,2018/9/30,工程流体力学,二、雷诺数,综上可知，流体的流动状态是层流还是紊流，与流速、管径和流体的黏性等物理性质有关。雷诺根据大量的实验数据证明，流体的临界流速,他引出一个比例系数,或,（6-

14、9）,这个比例系数,与流体的动力黏度,成正比，与管,内径,和流体的密度,成反比，即,，上式可写成等式,称为临界雷诺数，是一个无量纲数。,2018/9/30,工程流体力学,经过雷诺实验和他以后的许多学者如席勒（Ludwig Schiller）的精密实验结果指明，对于非常光滑、均匀一致的直圆管，下临界雷诺数 等于2320。但对于一般程度的粗糙壁管 值稍低，约为2000，所以在工业管道中通常取下临界雷诺数 。上临界雷诺数 不易测得其精确数值，一般取为13800。于是得,无数实验证明，不管流速多少、管内径多大、也不管流体的运动黏度如何，只要雷诺数相等，它们的流动状态就相似。所以雷诺数是判别流体流动状态

15、的准则数，即：,2018/9/30,工程流体力学,当流体流动的雷诺数 时，流动状态为层流；当时 ，则为紊流；当 时，流动状态可能是层流，也可能是紊流，处于极不稳定的状态，任意微小扰动都能破坏稳定，变为紊流。 显然，上临界雷诺数在工程上一般没有实用意义，故通常都采用下临界雷诺数 作为判别流动状态是层流或紊流的准则数。即：,2000,2000,是层流,是紊流,2018/9/30,工程流体力学,工程中实际流体（如水、空气、蒸汽等）的流动，几乎都是紊流，只有黏性较大的液体（如石油、润滑油、重油等）在低速流动中，才会出现层流。流体在任意形状截面的管道中流动时，雷诺数的形式是,(6-10),式中,雷诺数之

16、所以能作判别层流和紊流的标准，可根据雷诺数的物理意义来解释。黏性流体流动时受到惯性力和黏性力的作用，这两个力用量纲可分别表示为,为当量直径。,惯性力,黏性力,2018/9/30,工程流体力学,由此可知雷诺数是惯性力与黏性力的比值。雷诺数的大小表示了流体在流动过程中惯性力和黏性力哪个起主导作用。雷诺数小，表示黏性力起主导作用，流体质点受黏性的约束，处于层流状态；雷诺数大表示惯性力起主导作用，黏性不足以约束流体质点的紊乱运动，流动便处于紊流状态。,2018/9/30,工程流体力学,三、能量损失与平均流速的关系,如果将两根测压管接在雷诺实验装置中玻璃管B的前后两端，如图6-7所示，可测出有效截面1-

17、1和2-2间的能量损失，并找出管中平均流速与能量损失之间的关系。列截面1-1和2-2的伯努利方程,由于玻璃管是等截面管，所以 ，,可见，测压管中的水柱高差即为有效截面1-1和2-2间的压头损失。,并令,，另外玻璃,管是水平放置的，即,，于是上式可写成,2018/9/30,工程流体力学,将测得的平均流速和相应的压头损失，在对数坐标上表示出，如图4-8所 示。先做层流到紊流的试验，当流速逐渐增加时， 与 成正比增大，如图中的OAB直线。当流速增加到一定程度时层流变为紊流， 突然从B点上升到C点。以后再增大流速时， 要比 增加得快，如图中的CD线，其斜率比OAB线的斜率大，此后若将流速逐渐减小，则

18、与 的关系曲线沿DCAO线下降。A点和B点各为相应的下临界流速 和上临界流速 ，ABC为过渡区。,2018/9/30,工程流体力学,图6-7 水平等直管道中水头损失,图6-8 层流和紊流的与的关系曲线,2018/9/30,工程流体力学,由实验所得的图6-8可知，当 时，即层流时， 与 的一次方成正比；当 时，即紊流时， 与 成正比。 值与管壁粗糙度有关：对于管壁非常光滑的管道 ；对于管壁粗糙的管道 .所以紊流中的压头损失比层流中的要大。,从上述讨论可以得出，流型不同，其能量损失与速度之间的关系差别很大，因此，在计算管道内的能量损失时，必须首先判别其流态（层流，紊流），然后根据所确定的流态选择不

19、同的计算方法。,2018/9/30,工程流体力学,【例6-3】 管道直径 100mm，输送水的流量 m3/s，水的运动黏度 m2/s，求水在管中的流动状态？若输送 m2/s的石油，保持前一种情况下的流速不变，流动又是什么状态？,【解】,（1）雷诺数,（m/s）,故水在管道中是紊流状态。,2018/9/30,工程流体力学,（2）,故油在管中是层流状态。,2018/9/30,工程流体力学,第三节 流动损失分类,实际流体在管内流动时，由于黏性的存在，总要产生能量损失。产生能量损失的原因和影响因素很复杂，通常可包括黏性阻力造成的黏性损失,一、沿程阻力与沿程损失,黏性流体在管道中流动时，流体与管壁面以及

20、流体之间存在摩擦力，所以沿着流动路程，流体流动时总是受到摩擦力的阻滞，这种沿流程的摩擦阻力，称为沿程阻力。流体流动克服沿程阻力而损失的能量，就称为沿程损失。沿程损失是发生在缓变流整个流程中的能量损失，它的大小与流过的管道长度成正比。造成沿程损失的原因是流体的黏性，因而这种损失的大小与流体的流动状态（层流或紊流）有密切关系。,两部分。,和局部阻力造成的局部损失,2018/9/30,工程流体力学,单位重量流体的沿程损失称为沿程水头损失，以 表示，单位体积流体的沿程损失，又称为沿程压强损失，以 表示 。,在管道流动中的沿程损失可用下式求得,(6-11),(6-11a),式中,沿程阻力系数，它与雷诺数

21、和管壁粗糙度有关，是一,个无量纲的系数，将在本章第六节进行讨论；,式（6-11）称为达西-威斯巴赫（Darcy-Weisbach）公式。,管道长度，m；,管道内径，m；,管道中有效截面上的平均流速，m/s。,2018/9/30,工程流体力学,二、局部阻力与局部损失,在管道系统中通常装有阀门、弯管、变截面管等局部装置。流体流经这些局部装置时流速将重新分布，流体质点与质点及与局部装置之间发生碰撞、产生漩涡，使流体的流动受到阻碍，由于这种阻碍是发生在局部的急变流动区段，所以称为局部阻力。流体为克服局部阻力所损失的能量，称为局部损失。,单位重量流体的局部损失称为局部水头损失，以 表示，单位体积流体的局

22、部损失，又称为局部压强损失，以 表示 。,在管道流动中局部损失可用下式求得,(6-12),(6-12a),式中 局部阻力系数。,局部阻力系数 是一个无量纲的系数，根据不同的局部装置由实验确定。在本章第八节进行讨论。,2018/9/30,工程流体力学,三、总阻力与总能量损失,在工程实际中，绝大多数管道系统是由许多等直管段和一些管道附件连接在一起所组成的，所以在一个管道系统中，既有沿程损失又有局部损失。我们把沿程阻力和局部阻力二者之和称为总阻力，沿程损失和局部损失二者之和称为总能量损失。总能量损失应等于各段沿程损失和局部损失的总和，即,(6-13),(6-13a),上述公式称为能量损失的叠加原理。

23、,2018/9/30,工程流体力学,第四节 圆管中流体的层流流动,黏性流体在圆形管道中作层流流动时，由于黏性的作用，在管壁上流体质点的流速等于零，随着流层离开管壁接近管轴时，流速逐渐增加，至圆管的中心流速达到最大值。本节讨论流体在等直径圆管中作定常层流流动时，在其有效截面上切应力和流速的分布规律。,一、数学模型,图6-9 等直径圆管中的定常层流流动流体在等直径圆管中作定常层流流动时，取半径为 ，长度为 的流段1-2为分析对象，如图6-9所示。作用在流段12上的力有：截面1-1和2-2上的总压力 和 ，在这里是假设截面1-1和2-2上的压强分布是均匀的；流段1-2的重力 ；作用在流段侧面上的总摩

24、擦力 ，方向与流动方向相反。,2018/9/30,工程流体力学,图6-9 等直径圆管中的定常层流流动,由于流体在等直径圆管中作定常流动时加速度为零，故不产生惯性力。根据平衡条件，写出作用在所取流段上各力在流动轴线上的平衡方程：,式中：,2018/9/30,工程流体力学,以 除以上式各项，整理得,(6-14),对截面1-1和2-2列出伯努利方程得,在等直径圆管中 ， ，故,，,(6-15),2018/9/30,工程流体力学,将式（6-15）代入式（6-14）中得,(6-16),在层流中切应力 可用牛顿内摩擦定律来表示，即,(6-17),由于流速 随半径 的增加而减小，即 是负值，为了使 为正值，

25、式（6-17）等号在右端取负号。,2018/9/30,工程流体力学,二、速度分布,为了求出速度分布，现将式（6-17）代入式（6-16）中整理得,积分上式得,根据边界条件确定积分常数 ，在管壁上 ， ，则,代入上式得,(6-18),2018/9/30,工程流体力学,式（6-18）表明在有效截面上各点的流速 与点所在的半径 成二次抛物线关系，如图6-10所示。在 的管轴上，流速达到最大值：,(6-19),图6-10 圆管中层流的速度分布,三、流量及平均流速,现求圆管中层流的流量：取半径 处厚度为d 的一个微小环形面积，每秒通过这环形面积的流量为,2018/9/30,工程流体力学,由通过圆管有效截

26、面上的流量为,(6-20),这就是层流管流的哈根-普索勒（Hagen-Poiseuille）流量定律。该定律说明：圆管中流体作层流流动时，流量与单位长度的压强降和管半径的四次方成正比。,2018/9/30,工程流体力学,圆管有效截面上的平均流速,(6-21),比较式（6-19）和式（6-21）可得,(6-22),即圆管中层流流动时，平均流速为最大流速的一半。工程中应用这一特性，可直接从管轴心测得最大流速从而得到管中的流量 ，这种测量层流的流量的方法是非常简便的。,2018/9/30,工程流体力学,四、切应力分布,由牛顿内摩擦定律可得到切应力在有效截面上的分布规律。,(6-23),在管壁处 ，

27、，故式（6-23）成为,(6-24),由式（6-23）和式（6-24）得,(6-25),式（6-25）表明，在圆管的有效截面上，切应力 与管半径 的一次方成比例，为直线关系，在管轴心处 时 ，如图6-11所示。,图6-11 圆管有效截面上的切应力,2018/9/30,工程流体力学,五、沿程损失,流体在等直径圆管中作层流流动时，流体与管壁及流体层与层之间的摩擦，将引起能量损失，这种损失为沿程损失。由式（6-21）可得沿程损失,由此可见，层流时沿程损失与平均流速的一次方成正比。,由于 ，代入上式得,2018/9/30,工程流体力学,令,为沿程阻力系数，在层流中仅与雷诺数有关。于是得,该式与式（6-

28、11）的形式相同。,六、动能修正系数,已知黏性流体在圆管中作层流流动时的速度分布规律，便可求出黏性流体总流伯努利方程中的动能修正系数 ，将式（6-18）和式（6-21）代入到式（6-6）得：,(6-27),（6-26）,2018/9/30,工程流体力学,【例6-4】 圆管直径 mm，管长 m，输送运动黏度 cm2/s的石油，流量 m3/h，求沿程损失。,【解】 判别流动状态,为层流,式中,（m/s）,由式（6-6）,（m 油柱）,2018/9/30,工程流体力学,【例6-5】 输送润滑油的管子直径 8mm，管长 15m，如图6-12所示。油的运动黏度 m2/s，流量 12cm3/s，求油箱的水

29、头 （不计局部损失）。,图6-12 润滑油管路,（m/s）,雷诺数,为层流列截面1-1和2-2的伯努利方程,2018/9/30,工程流体力学,认为油箱面积足够大，取,(m),，则,2018/9/30,工程流体力学,第五节 圆管中流体的紊流流动,从本章第二节中的雷诺实验可知，当,一、紊流脉动现象与时均速度,流体质点在运动过程中，不断地互相掺混，引起质点间的碰撞和摩擦，产生了无数旋涡，形成了紊流的脉动性，这些旋涡是造成速度等参数脉动的原因。紊流是一种不规则的流动状态，其流动参数随时间和空间作随机变化，因而本质上是三维非定常流动，且流动空间分布着无数大小和形状各不相同的旋涡。因此，可以简单地说，紊流

30、是随机的三维非定常有旋流动。流动参数的变化称为脉动现象。,时，管内流动便会出现,杂乱无章的紊流，流体运动的参数，如速度、压强等均随时间不停地变化。在紊统流动时，其有效截面上的切应力、流速分布等与层流时有很大的不同。,2018/9/30,工程流体力学,在流场中的某一空间点如用高精度的热线热膜风速仪来测量流体质点的速度，则可发现速度是随时间而脉动的，如图6-13所示。从图中可见紊流中某一点的瞬时速度随时间的变化极其紊乱，似乎无规律可循。但是在一段足够长时间 内，即可发现这个变化始终围绕着某一平均值，在其上下脉动，这就反映了流体质点掺混过程中脉动现象的实质，揭示了紊流的内在规律性。,图6-13 脉动

31、速度,时间,（6-28）,内，速度的平均值称为时均速度，定义为,2018/9/30,工程流体力学,于是流场的紊流中某一瞬间，某一点瞬时速度可用下式表示。,(6-29),其中， 称为脉动速度，由于 流体质点在紊流状态下作不定向的杂乱无章的流动，脉动速度 有正有负。但是在一段时间内，脉动速度的平均值为零，即 。,紊流中的压强和密度也有脉动现象，同理 和 也同样可写成,（6-30）,在实际工程和紊流试验中，广泛应用的普通动压管只能测量它的时均值，所以在研究和计算紊流流动问题时，所指的流动参数都是时均参数，如时均速度 ，时均压强 等。为书写方便起见，常将时均值符号上的“一”省略。我们把时均参数不随时间

32、而变化的流动，称为准定常紊流。,2018/9/30,工程流体力学,二、紊流中的切向应力,在黏性流体层流流动时，切向应力表现为由内摩擦力引起的摩擦切向应力。在黏性流体紊流流动中，与层流一样，由于流体的黏性，各相邻流层之间时均速度不同，从而产生摩擦切向应力 。,1.摩擦切向应力,另外，由于流体有横向脉动速度，流体质点互相掺混，发生碰撞，引起动量交换，因而产生附加切应力 ，,向应力是由摩擦切向应力和附加切应力两部分组成。,因此紊流中的切,摩擦切向应力可由牛顿内摩擦定律式（1-10）求得,2018/9/30,工程流体力学,2附加切向应力,附加切向应力可由普朗特混合长度理论推导出来。,设管内紊流时均速度

33、 的分布如图6-14所示，在流层1上某一流体质点有轴向脉动速度 和横向脉动速度 。横向脉动速度 使流体质点从流层1运动一个微小距离 到另一流层2。普朗特假定 相当于气体分子的平均自由行程。流层1上的流体的时均速度为 ，则流层2上的时均速度为 。,图6-14 紊流时均速度分布,在 时间内，由流层1经微小面积d 流向流层2的流体质量为,2018/9/30,工程流体力学,质量 的流体到流层2后与该层上的流体互相碰撞，发生动量交换。在 时间内动量变化为,根据动量定理，动量变化等于作用在 流体上外力的冲量。这个外力就是作用在 上的水平方向的附加阻力 ，于是得,式中 表示与X轴平行的流层之间作用在面积 上

34、的总切力。则单位面积上的附加切应力为,（6-31）,2018/9/30,工程流体力学,假设脉动速度,与时均速度,的增量,成正比，即,代入式（6-31），得到紊流的附加切应力,式中,普朗特将,称为混合长度，并认为它与,成正比，即,式中,比例常数，由实验确定,2018/9/30,工程流体力学,所以，紊流中的总切向应力等于,摩擦切应力,不同的，例如在接近管壁的地方黏性摩擦切应力起主要作用，等号右边的第二项可略去不计；在管道中心处，流体质点之间混杂强烈，附加切应力起主要作用，故可略去等号右边的第一项。,的影响在有效截面上的各处是,和附加切应力,三、紊流结构、“光滑管”和“粗糙管”,1紊流结构分析,由上

35、节可知，黏性流体在管内作层流流动时，有效截面上的速度分布为抛物线分布。,2018/9/30,工程流体力学,黏性流体在管中作紊流流动时，管壁上的流速为零，从管壁起流速将从零迅速增大，在紧贴管壁处一极薄层内，速度梯度很大，黏性摩擦切应力起主要作用，处于层流状态，称为层流底层，距管壁稍远处有一黏性摩擦切应力和紊流附加切应力同样起作用的薄层，称为层流到紊流的过渡区；之后便发展成为完全紊流，称为紊流核心。如图6-15所示。,层流底层的厚度在紊流水流中通常只有十分之几毫米。层流底层的厚度 可由下列两个半经验公式计算,管道中 mm (6-33),明渠中,mm （6-34）,图6-15 紊流结构1层流底层；2

36、过渡区；3紊流核心,式中,管道直径，mm；,水力半径，mm；,沿程阻力系数,2018/9/30,工程流体力学,从上式可以看出，层流底层的厚度取决于流速的大小，流速越高，层流底层的厚度越薄，反之越厚。,层流底层虽然很薄，但是它对紊流流动的能量损失以及流体与管壁之间的热交换起着重要的影响。例如层流底层的厚度越薄，换热就越强，流动阻力也越大。任何管子由于材料、加工、使用条件和年限等影响，管道内壁总是凹凸不平，其管壁粗糙凸出部分的平均高度 称为管壁的绝对粗糙度，而把 与管内径 的比值 称为管壁的相对粗糙度。常用管道绝对粗糙度见表6-1和表6-2。,2018/9/30,工程流体力学,2018/9/30,

37、工程流体力学,2“光滑管”和“粗糙管”,从式（6-33）可知，层流底层的厚度 随着 的减小而增厚，当 时，则管壁的粗糙凸出的高度完全被层流底层所掩盖，如图6-16(a)所示。这时管壁粗糙度对流动不起任何影响，液体好象在完全光滑的管道中流动一样。这种情况下的管道称为“水力光滑”管，简称为“光滑管”。 当 时，即管壁的粗糙凸出部分突出到紊流区中，如图6-16(b)所示。当流体流过凸出部分时，在凸出部分后面将引起旋涡，增加了能量损失，管壁粗糙度将对紊流流动发生影响。这种情况下的管道称为“水力粗糙”管，简称“粗糙管”。 在这里需要说明的是，对同一绝对粗糙度 的管道，当流速较低时，其层流底层厚度 可能大

38、于 ，当流速较高时，其层流底层厚度 可能小于 ，因此同一根管道，在不同的流速下，可能是光滑管也可能是粗糙管。,2018/9/30,工程流体力学,图6-16 水力光滑和水力粗糙（a）“光滑管”；（b）“粗糙管”,2018/9/30,工程流体力学,四、圆管中紊流有效截面上的切应力分布和速度分布,1切应力分布 紊流在半径 的管内流动，轴向时均速度为 ，切向应力在管长为 的管段上产生的能量损失，即压强损失 。若用管壁上的切向应力 来计算，则 (6-35) 如果在二个有效截面之间取半径为 （ ）的流管，则流管表面上切应力 可表示为 (6-36),2018/9/30,工程流体力学,因此，在有效截面上的切应

39、力分布为 (6-37) 上式说明，紊流切向应力分布也与层流一样，与管半径 的一次方成比例，为直线关系，在 处切应力为零，如图6-17所示，从图中可以看出，层流(a)的 与紊流(b)的 是不同的，两者的斜率不一样。 在紊流中切应力是指摩擦切应力和附加切应力，这两种切应力在层流底层和紊流核心所占比例不一样，在层流底层中，摩擦切应力 占主要地位，在紊流核心中附加切应力 占主要地位，根据对光滑管紊流实验，如图6-17(b)中的斜线部分为摩擦切应力，在 处附加切应力最大，当 摩擦切应力占主要，而在 范围内，摩擦切应力几乎为零，是以附加切应力为主的紊流核心区。,2018/9/30,工程流体力学,图6-17 切应力分布（a）层流；（b）紊流,2018/9/30,工程流体力学,2速度分布,在层流底层（ ）中的切向应力为所以令 ，由于它具有速度的量纲，故称其为切应力速度，则有或 (6-38)由此可知，层流底层中的速度是按直线规律分布的。,2018/9/30,工程流体力学,在紊流区（ ）中假定切应力不变，令 （ 为管壁上的切向应力），则 常数或 (6-39)由式（6-39）可得积分得 (6-40)式中的积分常数 可根据层流底层与紊流区交界处（ ）的速度 相等的条件来确定，即 或 （6-41） （6-42）,