В гидродинамике потоки Бельтрами — это течения, в которых вектор завихренности и вектор скорости параллельны друг другу. Другими словами, поток Бельтрами — это поток, в котором вектор Лэмба равен нулю. Он назван в честь итальянского математика Эудженио Бельтрами в связи с выводом им векторного поля Бельтрами , а первоначальные разработки в области гидродинамики были сделаны русским ученым Ипполитом С. Громекой в 1881 году. [1] [2]![{\displaystyle {\boldsymbol {\omega }}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \mathbf {v} }](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Описание
Поскольку вектор завихренности и вектор скорости параллельны друг другу, можно написать![{\displaystyle {\boldsymbol {\omega }}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \mathbf {v} }](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\boldsymbol {\omega }}\times \mathbf {v} =0, \quad {\boldsymbol {\omega }} = \alpha (\mathbf {x},t)\mathbf {v},}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
где – некоторая скалярная функция. Одним из непосредственных последствий течения Бельтрами является то, что он никогда не может быть плоским или осесимметричным потоком, поскольку в этих потоках завихренность всегда перпендикулярна полю скорости. Другое важное следствие можно понять, рассмотрев уравнение завихренности несжимаемой жидкости.![{\displaystyle \alpha (\mathbf {x},t)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\frac {\partial {\boldsymbol {\omega }}}{\partial t}}+(\mathbf {v} \cdot \nabla ){\boldsymbol {\omega }} - ({\boldsymbol { \omega }}\cdot \nabla )\mathbf {v} =\nu \nabla ^{2}{\boldsymbol {\omega }}+\nabla \times f,}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
где – внешние объемные силы, такие как гравитационное поле, электрическое поле и т. д., – кинематическая вязкость. Поскольку и параллельны, нелинейные члены в приведенном выше уравнении тождественно равны нулю . Таким образом, потоки Бельтрами удовлетворяют линейному уравнению![{\displaystyle \mathbf {f} }](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \nu }](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\boldsymbol {\omega }}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \mathbf {v} }](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle (\mathbf {v} \cdot \nabla) {\boldsymbol {\omega }}=({\boldsymbol {\omega }}\cdot \nabla )\mathbf {v} =0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\frac {\partial {\boldsymbol {\omega }}}{\partial t}}=\nu \nabla ^{2}{\boldsymbol {\omega }}+\nabla \times f.}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Когда компоненты завихренности удовлетворяют простому уравнению теплопроводности .![{\displaystyle \mathbf {f} =0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Тркальский поток
Виктор Тркал рассматривал течения Бельтрами без каких-либо внешних сил в 1919 г. [3] для скалярной функции , т.е.![{\displaystyle \alpha (\mathbf {x},t)=c={\text{константа}}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\frac {\partial {\boldsymbol {\omega }}}{\partial t}}=\nu \nabla ^{2}{\boldsymbol {\omega }},\quad {\boldsymbol {\omega }}=c\mathbf {v} .}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Введем следующее разделение переменных
![{\ displaystyle \ mathbf {v} = e ^ {- c ^ {2} \ nu t} \ mathbf {g} (\ mathbf {x}),}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
тогда уравнение, которому удовлетворяет, становится![{\displaystyle \mathbf {g} (\mathbf {x})}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \nabla \times \mathbf {g} = c\mathbf {g} .}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Этому уравнению удовлетворяют функции Чандрасекара – Кендалла .
Обобщенный поток Бельтрами
Обобщенный поток Бельтрами удовлетворяет условию [4]
![{\displaystyle \nabla \times (\mathbf {v} \times {\boldsymbol {\omega }})=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
которое является менее ограничительным, чем условие Бельтрами . В отличие от нормального течения Бельтрами, обобщенное течение Бельтрами можно изучать для плоских и осесимметричных течений.![{\displaystyle \mathbf {v} \times {\boldsymbol {\omega }}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Стационарные плоские течения
Для устойчивого обобщенного потока Бельтрами имеем и, поскольку он также плоский, имеем . Представляем функцию потока![{\displaystyle \nabla ^{2}{\boldsymbol {\omega }}=0,\ \nabla \times (\mathbf {v} \times {\boldsymbol {\omega }})=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \mathbf {v} = (u,v,0),\ {\boldsymbol {\omega }}=(0,0,\zeta)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle u={\frac {\partial \psi }{\partial y}},\quad v=- {\frac {\partial \psi }{\partial x}},\quad \Rightarrow \quad \nabla ^{2}\psi =-\zeta .}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Интеграция дает . Итак, полное решение возможно, если оно удовлетворяет всем следующим трем уравнениям:![{\displaystyle \nabla \times (\mathbf {v} \times {\boldsymbol {\omega }})=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \zeta = -f(\psi)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \nabla ^{2}\psi =-\zeta,\quad \nabla ^{2}\zeta =0,\quad \zeta =-f(\psi).}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Рассмотрен частный случай, когда поле течения имеет однородную завихренность . Ван (1991) [5] дал обобщенное решение как![{\displaystyle f(\psi)=C={\text{константа}}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \zeta =\psi +A(x,y),\quad A(x,y)=ax+by}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
предполагая линейную функцию для . Подставив это в уравнение завихренности и введя разделение переменных с разделяющей константой, получим:
![{\ displaystyle \ psi (x, y) = X (x) Y (y)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \lambda ^{2}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\frac {d^{2}X}{dx^{2}}}+{\frac {b}{\nu }}{\frac {dX}{dx}}-\lambda ^{2 }X=0,\quad {\frac {d^{2}Y}{dy^{2}}}-{\frac {a}{\nu }}{\frac {dY}{dy}}+\ лямбда ^{2}Y=0.}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Решение, полученное при различных вариантах выбора, может интерпретироваться по-разному, например, представляет собой поток за равномерной сеткой, представляет собой поток, созданный растягивающейся пластиной, представляет собой поток в угол, представляет собой асимптотический профиль всасывания и т. д.![{\ Displaystyle а, \ б, \ \ лямбда}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle a=0,\ b=-U,\lambda ^{2}>0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle a=-U,\ b=0,\lambda ^{2}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle a=-U,\ b=U,\lambda ^{2}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle a=-V,\ b=-U,\lambda ^{2}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Нестационарные плоские течения
Здесь,
.
Затухающие вихри Тейлора
Г.И. Тейлор дал решение для частного случая , когда , где является постоянной в 1923 году. [6] Он показал, что разделение удовлетворяет уравнению, а также![{\displaystyle \zeta =K\psi }](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle K}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \psi =e^{-\nu \lambda t}\Psi (x,y)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \nabla ^{2}\Psi =-\lambda \Psi .}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Тейлор также рассмотрел пример затухающей системы вихрей, вращающихся попеременно в противоположных направлениях и расположенных в виде прямоугольной системы.
![{\displaystyle \Psi =A\cos {\frac {\pi x}{d}}\cos {\frac {\pi y}{d}}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
которое удовлетворяет приведенному выше уравнению с , где длина квадрата, образованного вихрем. Следовательно, эта система вихрей затухает по мере![{\displaystyle \lambda =2\pi ^{2}/d^{2}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle d}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \psi =A\cos \left({\frac {\pi x}{d}}\right)\cos \left({\frac {\pi y}{d}}\right)e^{ -{\frac {2\pi ^{2}}{d^{2}}}\nu t}.}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
О. Уолш обобщил вихревое решение Тейлора в 1992 году. [7] Решение Уолша имеет вид , где и![{\displaystyle \mathbf {v} =e^{-\nu \lambda t}\mathbf {u} (x,y)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \nabla ^{2}\mathbf {u} =-\lambda \mathbf {u} }](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \nabla \cdot \mathbf {u} =0.}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Стационарные осесимметричные течения
Вот у нас есть . Интегрирование дает и три уравнения:![{\displaystyle \mathbf {v} =\left(u_{r},0,u_{z}\right),\ {\boldsymbol {\omega }}=(0,\zeta,0)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \nabla \times (\mathbf {v} \times {\boldsymbol {\omega }})=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \zeta =rf(\psi)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\frac {\partial }{\partial r}}\left({\frac {1}{r}}{\frac {\partial \psi }{\partial z}}\right)+{\ frac {1}{r}}{\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial z^{2}}}=-\zeta ,\quad \nabla ^{2}\zeta =0,\ четырехъядерный \zeta =rf(\psi )}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Первое уравнение — это уравнение Хикса . Маррис и Асуани (1977) [8] показали, что единственным возможным решением является то , а остальные уравнения сводятся к![{\displaystyle f(\psi)=C={\text{константа}}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial r^{2}}}-{\frac {1}{r}}{\frac {\partial \psi }{\partial r }}+{\frac {\partial ^{2}\psi }{\partial z^{2}}}+Cr^{2}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Простой набор решений приведенного выше уравнения:
![{\displaystyle \psi (r,z)=c_{1}r^{4}+c_{2}r^{2}z^{2}+c_{3}r^{2}+c_{4} r^{2}z+c_{5}\left(r^{6}-12r^{4}z^{2}+8r^{2}z^{4}\right),\quad C=- \left(8c_{1}+2c_{2}\right)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
представляет собой течение двух противоположных вращательных потоков на параболической поверхности, представляет собой вращательное течение на плоской стенке, представляет собой эллипсоидальный вихрь потока (частный случай – сферический вихрь Хилла), представляет собой тип тороидального вихря и т. д.![{\displaystyle c_{2}\neq 0,c_{1},c_{3},c_{4},c_{5}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle c_{1},c_{2},c_{3}\neq 0,\ c_{4},c_{5}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle c_{1},c_{3},c_{5}\neq 0,\ c_{2},c_{4}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Однородное решение для, как показал Беркер [9]![{\displaystyle C=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle \psi =r\left[A_{k}J_{1}(kr)+B_{k}Y_{1}(kr)\right]\left(C_{k}e^{kz}+D_ {k}e^{-kz}\right)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
где – функция Бесселя первого рода и функция Бесселя второго рода соответственно. Частным случаем указанного решения является течение Пуазейля для цилиндрической геометрии со скоростями испарения на стенках. Чиа-Шун Йи в 1958 году нашел решение проблемы стекания Пуазейля в раковину, когда . [10]![{\displaystyle J_{1}(кр),Y_{1}(кр)}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle C=2,\,c_{1}=-1/4,\,c_{3}=1/2,\,c_{2}=c_{4}=c_{5}=B_{k }=C_{k}=0}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Течение Бельтрами в механике жидкости.
Поля Бельтрами представляют собой классическое устойчивое решение уравнения Эйлера . Поля Бельтрами играют важную роль в механике (идеальной) жидкости в равновесии, поскольку сложность ожидается только от этих полей.
Смотрите также
Рекомендации
- ^ Громека, И. «Некоторые случаи движения несжимаемой жидкости». Учёные записки Казанского университета (1881): 76–148.
- ^ Трусделл, Клиффорд . Кинематика завихренности. Том. 954. Блумингтон: Издательство Индианского университета, 1954.
- ^ Тркал, В. «Замечание о гидродинамике вязких жидкостей». Кас. Тихоокеанское стандартное время. Мат, Fys 48 (1919): 302–311.
- ^ Дразин, Филип Г. и Норман Райли . Уравнения Навье – Стокса: классификация течений и точные решения. № 334. Издательство Кембриджского университета, 2006.
- ^ Ван, CY 1991 Точные решения стационарных уравнений Навье – Стокса, Annu. Преподобный Fluid Mech. 23, 159–177.
- ^ Тейлор, Г.И. «LXXV. О распаде вихрей в вязкой жидкости». Философский журнал и журнал науки Лондона, Эдинбурга и Дублина 46.274 (1923): 671–674.
- ^ Уолш, О. (1992). Вихревые решения уравнений Навье-Стокса. В книге «Уравнения Навье-Стокса II — теория и численные методы» (стр. 306–309). Шпрингер, Берлин, Гейдельберг.
- ^ Маррис, AW и М.Г. Асуани. «О общей невозможности управляемых осесимметричных движений Навье – Стокса». Архив рациональной механики и анализа 63.2 (1977): 107–153.
- ^ Беркер, Р. «Интеграция уравнений движения несжимаемой вязкой жидкости. Handbuch der Physik». (1963).
- ^ Йих, CS (1959). Два решения для невязкого вращательного потока с угловыми вихрями. Журнал механики жидкости, 5 (1), 36–40.