连续介质力学 miniWiki

流动方程

速度导数

速度梯度

速度微分 (differential of velocity) 可以表示为矢径微分 (differential of position vector)速度梯度 (gradient of velocity) 的点乘之积: du=dru

其中速度梯度是一个二阶张量:

u:=(eixi)(ekuk)=(eiek)ukxi=:eiekiuk

它可以分解为应变率张量 (tensor of strain rate)角速度张量 (tensor of angular velocity) 之和:

u=E~+Ω~{E~:=eiekEikEik:=(iuk+kui)/2Ω~:=eiekΩikΩik:=(iukkui)/2

角速度

反对称的角速度张量只有三个独立分量:

Ω~=[e1e2e3][0+Ω12Ω31Ω120+Ω23+Ω31Ω230][e1e2e3]

利用这三个独立分量,可以人为构造一个三维角速度矢量 (vector of angular velocity)

[Ω1Ω2Ω3]=[Ω23Ω31Ω12]Ωjk=Ωiϵijk其中ϵijk={+1ijk=123,231,3121ijk=321,132,2130ijk=

可以证明:

drΩ~=Ω×dr{Ω:=eiΩiΩ~:=ejekΩjk=Ωiejekϵijk

涡量

ω:=×u=|e1e2e3123u1u2u3|=2Ω

物质导数

Reynolds 输运定理

ddtVϕ=Vϕt+VnuC.S.ϕ

控制体上的物质导数

ddtVM.B.ϕ=:DDtVϕ=Vϕt+Vnuϕ=ddtVϕ+Vn(uuC.S.)ϕ

物质点上的物质导数

DϕDtDtϕ:=tϕ+uϕ

守恒定律

质量守恒

DDtVρ=0
  积分型 微分型
守恒型 Vρt+Vnuρ=0 ρt+(uρ)=0
非守恒型 ddtVρ+Vn(uuC.S.)ρ=0 DρDt+ρu=0

动量守恒

DDtVρu=Vb+Vnσ~

其中 σ~应力张量 (stress tensor),它与单位法向量 n 的点乘 nσ~ 是一个向量,表示作用在物质体边界 VM.B. 上的外力的面密度。在流体力学中,应力张量 σ~ 总是被分解为静水压力张量 (hydrostatic pressure tensor) p1~黏性应力张量 (viscous stress tensor) τ~ 之和:

σ~=p1~+τ~σik=pδik+τik

于是动量守恒定律可以改写为

DDtVρu+Vnp=Vb+Vnτ~

角动量守恒

在(不考虑分布力偶的)流体力学中,它等价于应力张量黏性应力张量的对称性:

pδik+τikσik=pδki+τkiσki

能量守恒

DDtVρe0=V(bu+j)+Vn(σ~uq)

其中

  • 标量 e0:=e+uu/2比总能 (specific total energy),表示单位质量流体的内能动能之和。
  • 标量 j热源密度 (density of heat source),表示单位时间单位体积热源的热生成量 (heat generation)
  • 向量 q热通量密度 (density of heat flux),表示单位时间内穿过单位面积热流量 (heat flow)

将守恒定律整理成矩阵(方程组)形式,即得 Navier–Stokes 方程组

DDtVU+VnP=VnG+VH

其中

U=[ρρuρe0]P=[0p1~pu]G=[0τ~τ~uq]H=[0bbu+j]

守恒型

利用控制体上的物质导数的展开式,并引入通量 (flux) 矩阵

F:=Uu+P=[ρρuρe0]u+[0p1~pu]=[ρuρuu+p1~ρh0u]

即得守恒型积分方程组

VtU+VnF=VnG+VH

对其中的面积分应用 Gauss 散度定理,即得守恒型微分方程组

tU+F=G+H

它在三维直角坐标系中的分量形式为

t[ρρu1ρu2ρu3ρe0]+α[ρuαρu1uα+pδ1αρu2uα+pδ2αρu3uα+pδ3αρh0uα]=α[0τα1τα2τα3ταβuβqα]+[0b1b2b3bαuα+j]

非守恒型

注意到守恒项 U 中的 ρ 可以被提出:

U=ρWW:=[1ue0]

守恒型积分方程组中的物质导数可移入积分号内,由此即得非守恒型积分方程组

Vρ(t+u)DtW+VnP=VnG+VH

相应地有非守恒型微分方程组

(ρt+ρu)W+P=G+H

它在三维直角坐标系中的分量形式为

(ρt+ρu)[ρu1u2u3e0]+[ρ2αuα1p2p3pα(puα)]=α[0τα1τα2τα3ταβuβqα]+[0b1b2b3bαuα+j]

有限体积

间断有限元

局部弱形式

守恒律方程(组)的微分形式

tU(r,t)+F(r,t)=0

可借助于测函数 V(r) 改写积分形式

Ω(tU(r,t)+F(r,t))V(r)=0V(r),Ω

分部积分,即得守恒律方程(组)的弱形式 (weak form)

ΩV(r)tU(r,t)=ΩF(r,t)V(r)Ων(r)F(r,t)V(r)V(r),Ω

正交基函数

选定两组线性独立的基函数 (basis functions)

ϕ(r)=[ϕ1(r)ϕK(r)]ψ(r)=[ψ1(r)ψL(r)]

在由其张成在试函数空间 (space of trial functions)测函数空间 (space of test functions) 中,分别寻找未知函数 U(r,t) 与测函数 V(r) 的最优逼近:

U(r,t)Uh(r,t):=ϕ(r)U^(t)V(r)Vh(r):=ψ(r)V^

将上述近似代入弱形式,并利用 V 的任意性,即得一组常微分方程

AΩddtU^(t)=BΩ(U^(t))BΩ(U^(t))

其中

U^(t):=[U^1(t)U^K(t)]AΩ:=[ϕ1|ψ1ϕ1|ψLϕK|ϕ1ϕK|ψL]BΩ(U^(t)):=F|ψΩ:=ΩF[ψ1ψL]BΩ(U^(t)):=Fν|ψΩ:=ΩFν[ψ1ψL]

将积分区域取为单元及其边界,即得有限单元法 (finite element methed, FEM)

  • (K=L)(i)(ϕi=ψi),则称相应的 FEM 为 Galerkin 型,否则称其为 Petrov–Galerkin 型
  • 若为每个单元独立地选择基函数,并且不要求在单元边界上保证连续性,则称相应的 FEM 为间断的 (discontinuous)
  • 计算流体力学中较为常用的是间断的 Galerkin 型有限单元法 (DG-FEM)

为避免频繁对 A 求逆(解线性方程组),可对所选的基函数作正交化 (orthogonalization),使 A 为对角阵。

以上讨论可推广到方程组:

tU+1F1+2F2+3F3=0ddtU^K×N=BK×NAN×N1

其中

UK×1h(x,t)=[U1|ϕ1U1|ϕNUK|ϕ1UK|ϕN]U^K×N(t)[ϕ1(x)ϕN(x)]ϕN×1(x)BK×N:=i=13EiFiK×1(iϕ)1×NEiFνK×1(ϕ)1×N