Флоу Джеффри – Хамеля - Википедия - Jeffery–Hamel flow

В динамика жидкостей Поток Джеффри-Хамеля представляет собой поток, создаваемый сходящимся или расходящимся каналом с источником или стоком объема жидкости в точке пересечения двух плоских стенок. Он назван в честь Джордж Баркер Джеффри (1915)^[1] и Георг Хамель (1917),^[2] но впоследствии он был изучен многими крупными учеными, такими как фон Карман и Леви-Чивита,^[3] Уолтер Толлмин,^[4] Ф. Нётер,^[5] W.R. Dean,^[6] Rosenhead,^[7] Ландо,^[8] Г.К. Бэтчелор^[9] и др. Полный набор решений описал Эдвард Френкель в 1962 г.^[10]

Описание потока

Рассмотрим две неподвижные плоские стенки с постоянным объемным расходом ${ displaystyle Q}$ впрыскивается / всасывается в точке пересечения плоских стенок, и пусть угол между двумя стенками равен ${ displaystyle 2 alpha}$. Возьмем цилиндрическую координату ${ Displaystyle (г, тета, г)}$ система с ${ displaystyle r = 0}$ представляющий точку пересечения и ${ displaystyle theta = 0}$ осевая линия и ${ Displaystyle (и, v, ш)}$ - соответствующие компоненты скорости. Получающееся течение будет двумерным, если пластины бесконечно длинные в осевом направлении. ${ displaystyle z}$ направления, либо пластины длиннее, но конечны, если пренебречь краевыми эффектами, и по той же причине поток можно считать полностью радиальным, т. е. ${ Displaystyle и = и (г, тета), v = 0, ш = 0}$.

Тогда уравнение неразрывности и несжимаемая Уравнения Навье – Стокса сократить до

${ displaystyle { begin {align} { frac { partial (ru)} { partial r}} & = 0, [6pt] u { frac { partial u} { partial r}} & = - { frac {1} { rho}} { frac { partial p} { partial r}} + nu left [{ frac {1} {r}} { frac { partial} { partial r}} left (r { frac { partial u} { partial r}} right) + { frac {1} {r ^ {2}}} { frac { partial ^ { 2} u} { partial theta ^ {2}}} - { frac {u} {r ^ {2}}} right] [6pt] 0 & = - { frac {1} { rho r}} { frac { partial p} { partial theta}} + { frac {2 nu} {r ^ {2}}} { frac { partial u} { partial theta}} конец {выровнено}}}$

Граничные условия: условие противоскольжения на обеих стенках, и третье условие вытекает из того факта, что объемный поток, вводимый / всасываемый в точке пересечения, является постоянным по поверхности при любом радиусе.

${ displaystyle u ( pm alpha) = 0, quad Q = int _ {- alpha} ^ { alpha} ur , d theta}$

Формулировка

Первое уравнение говорит, что ${ displaystyle ru}$ это просто функция ${ displaystyle theta}$, функция определяется как

${ Displaystyle F ( theta) = { frac {ru} { nu}}.}$

Разные авторы определяют функцию по-разному, например, Ландо^[8] определяет функцию с коэффициентом ${ displaystyle 6}$. Но после Whitham,^[11] Rosenhead^[12] то ${ displaystyle theta}$ уравнение импульса становится

${ displaystyle { frac {1} { rho}} { frac { partial p} { partial theta}} = { frac {2 nu ^ {2}} {r ^ {2}}} { frac {dF} {d theta}}}$

Теперь позволяя

${ displaystyle { frac {p-p _ { infty}} { rho}} = { frac { nu ^ {2}} {r ^ {2}}} P ( theta),}$

то ${ displaystyle r}$ и ${ displaystyle theta}$ уравнения импульса сводятся к

${ displaystyle P = - { frac {1} {2}} (F ^ {2} + F '')}$

${ Displaystyle P '= 2F', quad Rightarrow quad P = 2F + C}$

и подставив это в предыдущее уравнение (чтобы исключить давление), получим

${ displaystyle F '' + F ^ {2} + 4F + 2C = 0}$

Умножение на ${ displaystyle F '}$ и интегрируя один раз,

${ displaystyle { frac {1} {2}} F '^ {2} + { frac {1} {3}} F ^ {3} + 2F ^ {2} + 2CF = D,}$

${ displaystyle { frac {1} {2}} F '^ {2} + { frac {1} {3}} (F ^ {3} + 6F ^ {2} + 6CF-3D) = 0}$

куда ${ displaystyle C, D}$ - константы, определяемые из граничных условий. Вышеприведенное уравнение удобно переписать с тремя другими константами ${ displaystyle a, b, c}$ как корни кубического многочлена, причем только две константы являются произвольными, третья константа всегда получается из двух других, потому что сумма корней равна ${ displaystyle a + b + c = -6}$.

${ displaystyle { frac {1} {2}} F '^ {2} + { frac {1} {3}} (F-a) (F-b) (F-c) = 0,}$

${ displaystyle { frac {1} {2}} F '^ {2} - { frac {1} {3}} (a-F) (F-b) (F-c) = 0.}$

Граничные условия сводятся к

${ Displaystyle F ( pm alpha) = 0, quad { frac {Q} { nu}} = int _ {- alpha} ^ { alpha} F , d theta}$

куда ${ Displaystyle Re = Q / nu}$ соответствующий Число Рейнольдса. Решение может быть выражено через эллиптические функции. Для сходящегося потока ${ displaystyle Q <0}$, решение существует для всех ${ displaystyle Re}$, но для расходящегося потока ${ displaystyle Q> 0}$, решение существует только для определенного диапазона ${ displaystyle Re}$.

Динамическая интерпретация^[13]

Уравнение принимает ту же форму, что и незатухающий нелинейный осциллятор (с кубическим потенциалом), можно представить, что ${ displaystyle theta}$ является время, ${ displaystyle F}$ является смещение и ${ displaystyle F '}$ является скорость частицы с единичной массой, то уравнение представляет собой уравнение энергии (${ displaystyle K.E. + P.E. = 0}$, куда ${ displaystyle K.E. = { frac {1} {2}} F '^ {2}}$ и ${ Displaystyle P.E. = V (F)}$ ) с нулевой полной энергией, то легко видеть, что потенциальная энергия равна

${ Displaystyle V (F) = - { гидроразрыва {1} {3}} (a-F) (F-b) (F-c)}$

куда ${ Displaystyle V leq 0}$ в движении. Поскольку частица начинается в ${ displaystyle F = 0}$ за ${ displaystyle theta = - alpha}$ и заканчивается в ${ displaystyle F = 0}$ за ${ displaystyle theta = alpha}$, необходимо рассмотреть два случая.

• Первый случай ${ displaystyle b, c}$ являются комплексно сопряженными и ${ displaystyle a> 0}$. Частица начинается в ${ displaystyle F = 0}$ с конечной положительной скоростью и достигает ${ Displaystyle F = а}$ где его скорость ${ displaystyle F '= 0}$ и ускорение ${ Displaystyle F '' = - dV / dF <0}$ и возвращается в ${ displaystyle F = 0}$ в конце время. Движение частицы ${ displaystyle 0$ представляет собой чистое движение оттока, потому что ${ displaystyle F> 0}$ а также симметрично относительно ${ displaystyle theta = 0}$.
• Второй случай ${ Displaystyle с <б <0 <а}$, все константы действительны. Движение от ${ displaystyle F = 0}$ к ${ Displaystyle F = а}$ к ${ displaystyle F = 0}$ представляет собой чисто симметричный отток, как в предыдущем случае. И движение ${ displaystyle F = 0}$ к ${ displaystyle F = b}$ к ${ displaystyle F = 0}$ с ${ displaystyle F <0}$ за все время(${ Displaystyle - альфа leq theta leq alpha}$) представляет собой чисто симметричный приток. Но также частица может колебаться между ${ displaystyle b leq F leq a}$, представляющие как области притока, так и оттока, и потоку больше не нужно симметрично относительно ${ displaystyle theta = 0}$.

Богатую структуру этой динамической интерпретации можно найти в Rosenhead (1940).^[7]

Чистый отток

Для чистого оттока, т.к. ${ Displaystyle F = а}$ в ${ displaystyle theta = 0}$, интегрирование основного уравнения дает

${ displaystyle theta = { sqrt { frac {3} {2}}} int _ {F} ^ {a} { frac {dF} { sqrt {(aF) (Fb) (Fc)) }}}}$

и граничные условия становятся

${ displaystyle alpha = { sqrt { frac {3} {2}}} int _ {0} ^ {a} { frac {dF} { sqrt {(aF) (Fb) (Fc)) }}}, quad Re = 2 { sqrt { frac {3} {2}}} int _ {0} ^ { alpha} { frac {FdF} { sqrt {(aF) (Fb) (Fc))}}}.}$

Уравнения можно упростить с помощью стандартных преобразований, приведенных, например, в Джеффрис.^[14]

• Первый случай ${ displaystyle b, c}$ являются комплексно сопряженными и ${ displaystyle a> 0}$ приводит к

${ Displaystyle F ( theta) = a - { frac {3M ^ {2}} {2}} { frac {1- operatorname {cn} (M theta, kappa)} {1+ operatorname {сп} (М тета, каппа)}}}$

${ displaystyle M ^ {2} = { frac {2} {3}} { sqrt {(ab) (ac)}}, quad kappa ^ {2} = { frac {1} {2} } + { frac {a + 2} {2M ^ {2}}}}$

куда ${ displaystyle operatorname {sn}, operatorname {cn}}$ находятся Эллиптические функции Якоби.

• Второй случай ${ displaystyle c$ приводит к

${ Displaystyle F ( theta) = a-6k ^ {2} m ^ {2} operatorname {sn} ^ {2} (m theta, k)}$

${ displaystyle m ^ {2} = { frac {1} {6}} (a-c), quad k ^ {2} = { frac {a-c} {a-c}}.}$

Ограничивающая форма

Предельное условие получается, если отметить, что чистый отток невозможен, когда ${ Displaystyle F '( pm alpha) = 0}$, что означает ${ displaystyle b = 0}$ из основного уравнения. Таким образом, за пределами этих критических условий решения не существует. Критический угол ${ displaystyle alpha _ {c}}$ дан кем-то

${ displaystyle { begin {align} alpha _ {c} & = { sqrt { frac {3} {2}}} int _ {0} ^ {a} { frac {dF} { sqrt {F (aF) (F + a + 6))}}}, & = { sqrt { frac {3} {2a}}} int _ {0} ^ {1} { frac {dt } { sqrt {t (1-t) {1+ (1 + 6 / a) t }}}}, & = { frac {K (k ^ {2})} {m ^ { 2}}} end {выровнено}}}$

куда

${ displaystyle m ^ {2} = { frac {3 + a} {3}}, quad k ^ {2} = { frac {1} {2}} left ({ frac {a} { 3 + a}} right)}$

куда ${ Displaystyle К (к ^ {2})}$ это полный эллиптический интеграл первого рода. Для больших значений ${ displaystyle a}$, критический угол становится ${ displaystyle alpha _ {c} = { sqrt { frac {3} {a}}} K left ({ frac {1} {2}} right) = { frac {3.211} { sqrt {а}}}}$.

Соответствующие критические Число Рейнольдса или объемный поток определяется как

${ displaystyle { begin {align} Re_ {c} = { frac {Q_ {c}} { nu}} & = 2 int _ {0} ^ { alpha _ {c}} (a-6k ^ {2} m ^ {2} operatorname {sn} ^ {2} m theta) , d theta, & = { frac {12k ^ {2}} { sqrt {1-2k ^ {2}}}} int _ {0} ^ {K} operatorname {cn} ^ {2} tdt, & = { frac {12} { sqrt {1-2k ^ {2}}} } [E (k ^ {2}) - (1-k ^ {2}) K (k ^ {2})] end {align}}}$

куда ${ Displaystyle E (к ^ {2})}$ это полный эллиптический интеграл второго рода. Для больших значений ${ displaystyle a, left ( k ^ {2} sim { frac {1} {2}} - { frac {3} {2a}} right)}$, критическое число Рейнольдса или объемный поток принимает вид ${ displaystyle Re_ {c} = { frac {Q_ {c}} { nu}} = 12 { sqrt { frac {a} {3}}} left [E left ({ frac {1 } {2}} right) - { frac {1} {2}} K left ({ frac {1} {2}} right) right] = 2,934 { sqrt {a}}}$.

Чистый приток

Для чистого притока неявное решение дается выражением

${ displaystyle theta = { sqrt { frac {3} {2}}} int _ {b} ^ {F} { frac {dF} { sqrt {(aF) (Fb) (Fc)) }}}}$

и граничные условия становятся

${ displaystyle alpha = { sqrt { frac {3} {2}}} int _ {b} ^ {0} { frac {dF} { sqrt {(aF) (Fb) (Fc)) }}}, quad Re = 2 { sqrt { frac {3} {2}}} int _ { alpha} ^ {0} { frac {FdF} { sqrt {(aF) (Fb) (Fc))}}}.}$

Чистый приток возможен только тогда, когда все константы действительны ${ Displaystyle с <б <0 <а}$ и решение дается

${ Displaystyle F ( theta) = a-6k ^ {2} m ^ {2} operatorname {sn} ^ {2} (Km theta, k) = b + 6k ^ {2} m ^ {2} operatorname {cn} ^ {2} (км theta, k)}$

${ displaystyle m ^ {2} = { frac {1} {6}} (a-c), quad k ^ {2} = { frac {a-c} {a-c}}}$

куда ${ Displaystyle К (к ^ {2})}$ это полный эллиптический интеграл первого рода.

Ограничивающая форма

По мере увеличения числа Рейнольдса (${ displaystyle -b}$ становится больше), поток стремится стать однородным (приближаясь к потенциальный поток раствор), за исключением пограничных слоев у стенок. С ${ displaystyle m}$ большой и ${ displaystyle alpha}$ дано, из решения видно, что ${ displaystyle K}$ должен быть большим, поэтому ${ displaystyle k sim 1}$. Но когда ${ Displaystyle к приблизительно 1}$, ${ displaystyle operatorname {sn} t приблизительно tanh t, c приблизительно b, a приблизительно -2b}$, решение становится

${ Displaystyle F ( theta) = b left {3 tanh ^ {2} left [{ sqrt {- { frac {b} {2}}}} ( alpha - theta) + tanh ^ {- 1} { sqrt { frac {2} {3}}} right] -2 right }.}$

Ясно, что ${ Displaystyle F приблизительно b}$ везде кроме пограничного слоя толщины ${ displaystyle O left ({ sqrt {- { frac {b} {2}}}} right)}$. Объемный поток равен ${ Displaystyle Q / ню приблизительно 2 альфа b}$ так что ${ Displaystyle | Re | = O (| b |)}$ а пограничные слои имеют классическую толщину ${ Displaystyle О влево (| Re | ^ {1/2} вправо)}$.

Рекомендации

1. ^ Джеффри, Г. Б. "Л. Двумерное установившееся движение вязкой жидкости". Лондонский, Эдинбургский и Дублинский философский журнал и научный журнал 29.172 (1915): 455–465.
2. ^ Хамель, Георг. "Spiralförmige Bewegungen zäher Flüssigkeiten". Jahresbericht der Deutschen Mathematiker-Vereinigung 25 (1917): 34–60.
3. ^ фон Карман, и Леви-Чивита. "Vorträge aus dem Gebiete der Hydro-und Aerodynamik". (1922)
4. ^ Уолтер Толлмин "Handbuch der Experimentalphysik, Vol. 4." (1931): 257.
5. ^ Фриц Нётер "Handbuch der Physikalischen und Technischen Mechanik, Vol. 5." Лейпциг, Дж. А. Барч (1931): 733.
6. ^ Дин, У. Р. «LXXII. Замечание о расходящемся потоке жидкости». Лондонский, Эдинбургский и Дублинский философский журнал и научный журнал 18.121 (1934): 759–777.
7. ^ ^{а б} Луи Розенхед «Устойчивый двумерный радиальный поток вязкой жидкости между двумя наклонными плоскими стенками». Труды Лондонского королевского общества A: математические, физические и технические науки. Vol. 175. № 963. Королевское общество, 1940.
8. ^ ^{а б} Лев Ландау, и Э. М. Лифшиц. «Гидромеханика Пергамона». Нью-Йорк 61 (1959).
9. ^ Г.К. Бэтчелор. Введение в гидродинамику. Издательство Кембриджского университета, 2000.
10. ^ Френкель, Л. Э. (1962). Ламинарное течение в симметричных каналах со слегка искривленными стенками, I. О решениях Джеффри-Хамеля для потока между плоскими стенками. Труды Лондонского королевского общества. Серия А. Математические и физические науки, 267 (1328), 119-138.
11. ^ Уизем, Дж. Б. «Глава III в ламинарных пограничных слоях». (1963): 122.
12. ^ Розенхед, Луи, изд. Ламинарные пограничные слои. Кларендон Пресс, 1963 год.
13. ^ Дразин, Филип Г., и Норман Райли. Уравнения Навье – Стокса: классификация потоков и точные решения. № 334. Издательство Кембриджского университета, 2006.
14. ^ Джеффрис, Гарольд, Берта Свирлс и Филип М. Морс. «Методы математической физики». (1956): 32–34.