第四章粘性流体运动及其阻力计算.ppt

单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,第四章 粘性流体运动及其阻力计算,第一节 流体运动与流体阻力的两种形式,第二节 流体运动的两种状态层流与紊流,第三节 圆管中层流,第四节 圆管中紊流,第五节 圆管流动沿程阻力系数的确定,第六节 非圆形截面管道的沿程阻力计算,第七节 边界层理论基础,第八节 管路中的局部损失,实际流体由于粘性的作用，在流动中会呈现不同的运动状态。流体的粘性，运动状态以及流体与固体壁面的接触情况，都会影响流体运动阻力的大小。本章主要讨论粘性流体的运动状态，管中流动的特点及其流动阻力的计算。,第一节 流体运动与流体阻力的两种形式,一、流动阻力的影响因素,影响流动阻力的因素：,过流断面的面积,A,流动阻力与过流断面面积的大小成反比,湿周,x,：过流断面与固体边界相接触的周界长,流动阻力与湿周的大小成正比,水力半径,水力半径与流动阻力成反比，水力半径越大，流动阻力越小，越有利于过流。,充满圆管的水力半径,二、流体运动与流动阻力的两种形式,在工程流体力学中，常根据过流断面的变化情况将流体运动及其所受阻力分为两种形式,均匀流动和沿程损失,流体运动时的,流线为直线,，且,相互平行,的流动称为,均匀流动,，否则称为非均匀流动。,在均匀流动中，流体所受到的阻力只有不变的摩擦力，称为,沿程阻力,。由沿程阻力所做的功而引起的能量损失或水头损失与流程长度成正比，可称为,沿程水头损失,，简称沿程损失，用,h,f,表示。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。,在均匀流动中，,总水头线坡度是沿流程不变的,，总水头是一条沿流程,逐渐倾斜向下的直线,。而测压管水头线则是与它平行的一条直线。,非均匀流动和局部损失,过流断面的大小，形状或方位沿流程发生急剧的变化，流体运动的速度也产生急剧的变化，这种流动为,非均匀流动,。,在非均匀流动中，流体所受到的阻力是各式各样的，但都是,集中在很短的流段内,，这种阻力称为,局部阻力,。由局部阻力所引起的水头损失则称为,局部水头损失,，简称局部损失，用,h,r,表示。,在非均匀流动中，总水头线坡度是沿流程变化的，总水头是一条沿流程,急剧倾斜向下的直线,，而且测压管水头线也不一定与它相互平行。,第二节 流体运动的两种状态层流与紊流,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状态，即层流和紊流，这两种流动状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。,一、雷诺实验,雷诺实验装置如下图所示。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,，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,(a),所示。,雷诺实验,层流、紊流及过渡状态,(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,(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围的水流相混，扩散至整个玻璃管内，如图,(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,V,c,表示。,由紊流转变为层流时的流速称为,下临界速,，以,V,c,表示。则,表示。则,。,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,。,二、流动状态的判别标准雷诺数,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，,流体的临界流速与流体的密度,和管径,d,成反比，而与流体的动力黏度,成正比。,他引出一个比例系数,或,这个比例系数,，上式可写成等式,称为临界雷诺数，是一个,无量纲数,。,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的准则数,，即：,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：,是层流,是紊流,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。,流体在非圆形管道中流动时，可用水力半径,R,作为特征长度，其临界雷诺数则为,雷诺数之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,惯性力,黏性力,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。,三、不同流动状态的水头损失规律,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,1-1,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,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 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。,由实验所得的图可知，当 时，,即层流时，与 的一次方成正比,；当 时，,即紊流时，与,V,m,成正比,。,m,值与管壁粗糙度有关,：对于管壁非常光滑的管道,m,1.75,；对于管壁粗糙的管道,m,2.0,。,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同的计算方法,。,第三节 圆管中的层流,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。本节要讨论圆管中的速度分布，内摩擦力分布，流量和水头损失的计算等问题。,一、分析层流运动的两种方法,第一种方法是从,N-S,方程式出发,，结合层流运动的数学特点建立常微分方程。,第二种方法是从微元的,受力平衡关系出发建立层流的,常微分方程。,1.N-S,方程分析法,（,1,）只有轴向运动,P,1,P,1,P,2,P,2,V,V,y,z,x,l,R,r,（,2,）流体运动定常，不可压缩,（,3,）,速度分布的轴对称性,。在管中的过流断面上，各点的流速是不同的，但圆管流动是对称的，因而速度,u,y,沿,x,方向，,z,方向以及任意半径方向的变化规律相同，且,只随,r,变化,。,（,4,）,等径管路压强变化的均匀性,。单位长度上的压强变化率可以用任何长度上的,压强变化的平均值表示,。,（,5,）,管路中质量力不影响流体的流动性能,。,当,r,0,时，管轴线上的,流体速度有最大值,则,圆管层流的运动常微分方,程,2.,受力平衡分析法,在层流中切应力 可用牛顿内摩擦定律来表示，即,P,1,P,1,P,2,P,2,V,V,y,z,x,l,R,r,二、圆管层流的速度分布和切应力分布,为了求出速度分布，现将式积分整理得,根据边界条件确定积分常数 ，在管壁上 ，则,代入上式得,斯托克斯公式,表明在过流断面上的流速与半径成二次旋转抛物面关系,，如图所示。,在管轴上，,流速达到最大值,：,圆管中层流的速度分布,根据牛顿内摩擦定律,说明在层流的过流断面上，,切应力与半径成正比,，切应力的分布规律见图，称为切应力的,K,字形分布,。,图中箭头表示慢速流层作用在快速流层上的切应力的方向,管壁处的切应力为,圆管层流的切应力分布,三、圆管层流的流量和平均流速,现求圆管中层流的流量：在圆管中半径,r,处取厚度为,d,r,的一个微小圆环，其断面积为,管中流量为,管中的流量为,这就是层流管流的哈根,-,泊肃叶（,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,。它与精密实验的测定结果完全一致，所谓,N-S,方程的准确解主要是通过这一公式得到确认。,这一定律验证了层流理论和实践结果之间完美的一致性,。,计算流体的动力黏度,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。,这说明圆管层流中最大速度是平均速度的两倍，其速度分布很不均匀,。,四、圆管层流的沿程损失,流体在等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。根据伯努利方程可知，,等径管路的沿程损失就是管路两端压强水头之差,，即,在雷诺实验中曾经指出，层流沿程损失与速度的一次方成正比，现在知道其比例常数,k,1,，,理论分析和实验结果是一致的,。,工程计算中，圆管中的沿程水头损失习惯用下式表示。,令,称为层流的沿程阻力系数或摩阻系数，它仅与雷诺数有关,。,上式是计算沿程损失的常用公式，,称为达西（,H.Darcy,）公式,。,用泵在管路中输送流体，常常要求计算用来克服沿程阻力所消耗的功率。若管中流体的重度和流量均为已知，则流体以层流状态在长度为,l,的管中运动时所,消耗的功率,为,五、层流起始段,圆管层流的速度抛物线规律并不是刚入管口就能立刻形成的，而是要经过一段距离，,这段距离叫做层流起始段,。,在起始段内，过流断面上的均匀速度不断向抛物面分布规律转化，,因而在起始段内流体的内摩擦力大于完全扩展了的层流中的流体内摩擦力,，反映在沿程阻力系数上，成为,在液压设备的短管路计算中，,L,很有实际意义。为了简化计算，有时油压短管中常取,起始段的长度计算公式,这样就适当修正了起始段的影响,第四节 圆管中流体的紊流流动,一、运动要素的脉动与时均化,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,。,从本章第二节中的雷诺实验可知，当雷诺数大于上临界雷诺数,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。,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,。,脉动速度,时间间隔,T,内，速度的平均值称为时均速度，定义为,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。,其中，,u,x,称为脉动速度，由于,u,x,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,u,x,有正有负。但是在一段时间内，脉动速度的平均值为零，即,对于其他的流动要素，均可采用上述方法，将瞬时值视为由时均量和脉动量所构成，即,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而变化的流动，称为准定常紊流。,二、混合长度理论,紊流的混合长度理论是普朗特在,1925,年提出的,，它比较合理地解释了脉动对时均流动的影响，为解决紊流中的切应力，速度分布及阻力计算等问题奠定了基础，是,工程中应用最广的半经验公式,。,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,。,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,因此紊流中的切向应力是由,摩擦切向应力和附加切应力,两部分组成。,1.,摩擦切向应力,摩擦切向应力可由牛顿内摩擦定律式求得,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,。按普朗特的动量传递理论，这一现象可用动量定理解释为这些动量交换值应等于外力（即摩擦力）的冲量。摩擦阻力与动量的关系为,混合长度示意图,上式中，两部分应力的大小随流动的情况而有所不同，,当雷诺数较小时，,t,1,占主导地位,。随着雷诺数增加，,t,2,作用逐渐加大，当雷诺数很大时，,即在充分发展的紊流中，,t,2,远远大于,t,1,，,t,1,可以忽略不计。,三、圆管紊流的速度分布,根据卡门实验，混合长度,l,与流体层到圆管管壁的距离,y,的的函数关系可以近似表示为,1.,速度分布,在壁面附近时,K,为实验常数，通常称为卡门通用常数，可取为,0.4,。,上式就是混合长度理论下推导的紊流流速分布规律,。由此可知，在紊流运动中，过流断面上的速度成,对数曲线分布,，管轴附近各点上的,速度大大平均化,了。根据实测，紊流的过流断面上，平均速度,v,是管轴处流速,u,max,的,0.75,0.87,倍。,紊流速度的对数分布规律比较准确，但公式复杂不便使用。根据光滑管紊流的实验曲线，紊流的速度分布也可以以近似地用比较简单的指数公式表示为,当,Re,数不同时，对应的指数,n,也不相同，,n,1/4,1/10,2.,层流底层，水力光滑管与水力粗糙管,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,。如图所示。,层流底层的厚度并不是固定的，它与,流体的运动黏度，流体的运动速度，管径及紊流的沿程阻力系数有关,。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,明渠中,紊流结构,1,层流底层；,2,过渡区；,3,紊流核心,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,d,的比值称为管壁的相对粗糙度,。,从式可知，,层流底层的厚度随着雷诺数的减小而增厚,，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,四、圆管紊的水头损失,由于所讨论的是均匀流，管壁处的摩擦力仍可由下式计算,0,的成因很复杂，目前仍不能用解析法求得，只能从实验资料的分析入手来求解。实验指出：,0,与均速，雷诺数，管壁绝对粗糙度与管子半径的比值都有关系,，可由下式表示,称为紊流的沿程阻力系数，只能由实验确定,第五节 圆管流动沿程阻力系数的确定,层流流动的沿程阻力系数的计算公式已,在第四节中用理论分析的方法推导出,。,由于紊流流动的复杂性,，,管壁粗糙度又各不相同,，所以紊流流动的沿程阻力系数,值还不能与层流一样,完全从理论上来求得,，而依靠对实验测得的数据进行整理归纳，得到经验公式。有许多学者和工程师做过,值的实验研究工作，在这类实验研究中，以,1933,年发表的,德国尼古拉兹,（,J,Nikuradse,）实验最有系统、范围最广，具有一定的代表性。管壁的绝对粗糙度,不能表示出管壁粗糙度的确切状况及其与流动阻力的关系，而相对粗糙度,/d,可以表示出管壁粗糙状况与流动阻力关系，是不同性质或不同大小的管壁粗糙状况的比较标准。,一、尼古拉兹实验,各种管道的管壁都有一定的粗糙度，,但管壁的粗糙度是一个既不易测量也无法准确确定的数值,。为了避免这个困难，尼古拉兹采用人工方法制造了各种不同粗糙度的圆管，即用漆胶将颗粒大小一样的砂粒均匀地贴在管壁上，砂粒直径表示管壁粗糙突出高度。实验时采用砂粒直径,（即管壁的绝对粗糙度）与圆管直径,d,之比,/d,表示以直径计算的管壁的相对粗糙度，用三种不同管径的圆管（,25,mm,、,50,mm,、,l00,mm,）和六种不同的值,/d,（,1/30,、,1/60,、,1/120,、,1/252,、,1/504,、,1/1014,）在不同的流量下进行实验。对每一个实验测量出断面,平均流速,v,和沿程阻力损失,h,f,，,再由公式计算出沿程阻力系数,与雷诺数,Re,。为了便于分析起见，将所有的实验结果画在同一对数坐标纸上，以,lgRe,为横坐标，以,lg100,为纵坐标，并以,/d,为参变数，即,属于同一,/d,的实验点用线连起来,。,Re,从,610,2,10,6,，包括层流在内，这个实验结果反映了圆管流动中的全部情况，如图所示。现在将尼古拉兹实验曲线分成五个区域加以分析：,尼古拉兹实验曲线,1,第,区域层流区,当,Re2320,（,lgRe3.36,）时，,所有实验点都落在同一条直线,ab,上,。,这说明在层流流动时，沿程阻力系数,与管壁的粗糙度无关，而仅与雷诺数,Re,有关,，即,f,（,Re,）图中的直线,ab,恰好满足此方程，,说明沿程损失,h,f,与过流断面平均流速,v,一次方成正比，实验进一步证实了层流理论分析的正确性。,2,第,区域临界区层流到紊流的过渡区,2320Re4000,（,lgRe,3.36,3.6,），当雷诺数超过,2320,时，流动状态开始发生变化，实验点落在直线,bc,附近，集中在一个很狭小的三角形区域内，这区域就是上、下临界雷诺数之间的不稳定区域，也就是层流到紊流的过渡区。,3,第,区域紊流水力光滑管区,4000Re22.2,（,d/,）,8/7,，各种,不同的实验点都落在同一倾斜直线,cd,上,，,在这区域内沿程阻力系数,仍与粗糙度,无关，而仅与,Re,有关,，即,f,（,Re,）。,这是由于层流底层的厚度还较大，足以掩盖粗糙突出高度,的影响，这区域就是紊流水力光滑管区。,但是不同相对粗糙度所占该直线上区段的长短也不同,值越大所占区段越短,值越小所占区段越长,。这是由于在相同的雷诺数下，即在同样的层流底层厚度的情况下，,较大的粗糙突出高度,先露出层流底层，变为水力粗糙管,。,对于,4000Re10,5,时，布拉休斯（,H.Blasius,）归纳了大量的实验数据，得出下列计算式,在,10,5,Re310,6,范围内，尼古拉兹结合普朗特的理论分析,得到的公式为,更通用的公式是,这就是光滑管的普朗特阻力公式,，即图中的,cd,线。,4,第,区域紊流水力粗糙管过渡区,当雷诺数,Re,继续逐渐增加时，,层流底层的厚度逐渐减小,，,相对粗糙度大,的实验点先脱离直线,cd,，进入,区，较小的实验点也随着,Re,的增加先后脱离直线,cd,，进入,区。也就是说，,水力光滑管先后相继变为水力粗糙管,。在这个过渡区内。,值与,Re,及,/d,都有关,，即 ，情况比较复杂，计算,的经验公式也比较多，如可用柯列布茹克（,Colebrook,）提出的经验公式,柯列布茹克,公式不仅适用于过渡区，也适用于,Re,数从,4000,到,10,的整个紊流的,，,，,三个区域,。柯列布茹克公式比较复杂，它有一个简化的形式，称为阿里特苏里公式,5,第,区域紊流水力粗糙管区,Re,597,（,d/,）,9/8,随着雷诺数继续增加，各种相同的实验点所连成的线先后进入区域,后部的,区域，,所有的线都是平行于横坐标的直线，也就是说同一相对粗糙度的圆管有相同的,值，而与,Re,无关，仅与相对粗糙度,/d,有关，,这是因为此时层流底层的厚度已经非常薄，管壁粗糙度的作用已大大超过了层流底层内流体的黏性作用。在水力粗糙区,值仅是,/d,的函数，而同一相对粗糙度的圆管中,是一个常数，,沿程损失与平均流速的平方成正比，所以这个区域称为平方阻力区。,平方阻力区的,值可按尼古拉兹归纳的公式进行计算，即,由式可知，在这区域中，,要使两个流动的沿程阻力系数,值相等，只要使这两个流动（模型与实型）的相对粗糙度,/d,相等即可，无需雷诺数,Re,相等。因此紊流粗糙管平方阻力区又称为“自动模化区”，简称“自模区”。,以上介绍了尼古拉兹用人工粗糙度的管子所进行的实验。由此实验可知，流动在图中不同的区域里，,沿程阻力系数,值的计算公式是不同的。因此在计算沿程损失时，应先判别流动处在哪个区域，然后采用相应的公式去计算,值。,二、莫迪图,尼古拉兹的实验曲线是用各种不同的人工均匀砂粒粗糙度的圆管进行实验得到的，这与工业管道内壁的自然不均匀粗糙度有很大差别。因此在进行工业管道的阻力计算时，不能随便套用图去查取,值。莫迪,（,F.Moody,）,根据光滑管、粗糙管过渡区和粗糙管平方阻力区中计算,的公式绘制了莫迪实用曲线，如图所示。,该图按对数坐标绘制，表示,与,/d,，,Re,之间的函数关系。整个图线分为五个区域，即层流区、临界区（相当于尼古拉兹曲线的过渡区）、光滑管区、过渡区（相当于尼古拉兹曲线的紊流水力粗糙管过渡区）、完全紊流粗糙管区（相当于尼古拉兹曲线的平方阻力区）。利用莫迪曲线图确定沿程阻力系数,值是非常方便的。在实际计算时根据,Re,和,/d,，从图中查得值,，即能确定流动是在哪一区域内。,第六节 非圆形截面管道的沿程损失计算,在工程上大多数管道都是圆截面的，但也常用到非圆形截面的管道，如方形和长方形截面的风道和烟道。此外，锅炉尾部受热面中的管束（如空气预热器）也属非圆形截面的管道。通过大量试验证明，,圆管沿程阻力的计算公式仍可适用于非圆形管道中紊流流动沿程阻力的计算,，圆管截面的特征长度是直径,d,，非圆形截面的特征长度是水力半径,R,，而且已知两者的关系为,d,4R,。因此，只要将达西公式中的,d,改为,4R,便可应用,计算,的公式可以这样处理：将圆管直径,d,用,4R,代替，将圆管流动的雷诺数用非圆管流动的雷诺数的,4,倍置换,布拉休斯公式可改写为,工程上为了能将达西公式广泛应用于非圆形截面的均匀流动，常将其改写为,由此，流量,Q,及速度,v,的计算公式为,式中，,i,为单位长度管道上的沿程损失,；,c,称为,蔡西系数,；,K,称为,流量模数,。上述三式由蔡西首先提出，称为,蔡西公式,。,用蔡西公式进行计算,第七节 边界层理论基础,边界层理论是普朗特在,1904,年提出的。该理论将雷诺数较大的实际流体看作由两种不同性质的流动所组成。,一种是固体边界附近的边界层流动，黏滞性的作用在这个流动里不能忽略，但边界层一般都很薄。另一种是边界层以外的流动，在这里黏滞性左右可以忽略，流动可以按简单的理想流体来处理。,普朗特这种处理实际流体运动的方法，不仅使历史上许多似是而非的流体力学疑问得以澄清，更重要的是，为近代流体力学的发展开辟了新的途径，所以，边界层理论在流体力学中有着极其深远的意义。,一、边界层的概念,实际流体与固体相接触时，固体边界上的流体质点必然贴附在边界上，,不会与边界发生相对运动，因此，平板上质点的流速必定为零，,在其附近的质点由于黏性的作用，流速也有不同程度的减小，形成了,横向的流速梯度,，,离板越远流速越接近于原有的来流流速,u,0,。如果规定在,u,0.99u,0,的地方作为边界层的界限，则在该界限以外，,由于流速梯度甚小，已完全可以近似看作为理想流体。,因此，边界层的厚度定义为从平板壁面至,u,0.99u,0,处的垂直距离，以,表示。,边界层开始于平板的首端，越往下游，,边界层越发展，即黏滞性的影响逐渐从边界向流区内部发展。在边界层的前部，由于厚度较小，流速梯度更大，因此黏滞力作用较大，这时的边界层内的流动将属于层流状态，这种边界层称为层流边界层。之后，随着边界层厚度增大，流速梯度减小，黏性作用也随之减小，边界层内的流态将从层流经过过渡段变为紊流，边界层也将转变为紊流边界层。,二、平板边界层的厚度,边界层内由过渡段转变为紊流的位置称为边界层的转折点,x,c,，,相应的雷诺数称为临界边界层雷诺数,Re,c,，其值大小与来流的紊动强度及壁面粗糙度等因素有关，由实验得到值,Re,c,为,当平板很长时，层流边界层和过渡段的长度与紊流边界层的长度相比，是很短的。通过理论分析和实验都证实了层流边界层的厚度和紊流边界层的厚度分别为,层流边界层,紊流边界层,三、边界层分离,边界层分离是边界层流动在一定条件下发生的一种极重要的流动现象,。不论是边界缓变还是边界突变或局部突出时边界层,分离原因本质上是一样的,，,都是由流体流动减速增压而导致的,。,边界层分离现象还会导致物体的,绕流阻力,，绕流阻力是指物体在流场中所受到的流动方向向上的流体阻力（垂直流动方向上的作用力为升力）。根据实际流体边界层理论，可以分析得出绕流阻力实际上由,摩擦阻力和压强阻力,（或称压差阻力）两部分组成。当发生边界层分离现象时，,特别是分离漩涡区较大时，压强阻力较大，将起主导作用,。在工程实际中减小边界层的分力区，就能减小阻力损失及绕流阻力。,第八节 管路中的局 部 损 失,在本章叙述阻力的分类时知道，当流体流经各种阀门、弯头和变截面管等,局部装置，流体将发生变形，产生阻碍流体运动的力，这种力称为局部阻力,，由此引起的能量损失称为,局部损失,，计算局部损失用下面的公式：,由此可知，计算,h,r,归结为求局部阻力系数,的问题,，局部阻力产生的原因是十分复杂的，只有极少数的情形才能用理论分析方法进行计算，绝大多数都要由实验测定。流体从小截面的管道流向截面突然扩大的大截面管道是目前唯一可用理论分析得出其计算公式的典型情况，下面对此进行叙述。,一、管径突然扩大的局部损失,如图表示流体从小截面流向突然扩大的大截面管道。由于流体质点有惯性，流体质点的运动轨迹不可能按照管道的形状突然转弯扩大，即整个流体在离开小截面管后只能向前继续流动，逐渐扩大，这样在管壁拐角处流体与管壁脱离形成旋涡区。旋涡区外侧流体质点的运动方向与主流的流动方向不一致，形成回转运动，因此流体质点之间发生碰撞和摩擦，消耗流体的一部分能量。同时旋涡区本身也不是稳定的，在流体流动过程中旋涡区的流体质点将不断被主流带走，也不断有新的流体质点从主流中补充进来，即主流与旋涡之间的流体质点不断地交换，发生剧烈的碰撞和摩擦，在动量交换中，产生较大的能量损失，这些能量损失转变为热能而消失。,取断面,1-1,和,2-2,，写出总流的伯努利方程,取位于断面,A-A,和,2-2,之间的流体作为分离体，忽略边壁切应力，写出沿管轴方向的总流动量方程,雷诺数较大时，,1,，,2,，,01,及,02,均接近于,1,，则,这就是截面突然扩大的局部水头损失的计算公式。,1,和,2,称为截面突然扩大的局部阻力系数。,包达定理,在计算时要注意，,必须按照所用的速度水头来确定其对应的局部阻力系数，或按照已有局部阻力系数的数据，选取对应的速度水头来进行计算，否则计算是错误的。,尽管各种局部装置在形式上有千差万别，然而产生局部损失的原因和物理本质基本上是相同的，,即外因是流道几何形状的变化，内因是由于流体的黏性而产生的旋涡区，以及主流与旋涡之间的动量交换，从而造成能量损失。,因此确定各种局部装置的局部损失的计算,公式形式上应当是一样的,。但是公式中的局部阻力系数值对各种局部装置有各种不同的数值，目前还很难进行理论分析和计算，多靠实验测定。各种不同局部装置的局部阻力系数值可查相关的资料，例如水力学手册等。,三、水头损失的叠加原则,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,。因此在计算一条管道上的总水头（压强，能量）损失时，只能将管道上所有沿程损失和局部损失,按算术加法求和计算,。这就是所谓的,水头损失的叠加原则,。根据叠加原则，一条管道上的总水头损失可表示为,如果将局部阻力损失折合成一个适当长度上的沿程阻力损失，即令,L,称为管道的总阻力长度,实际工程中的管路，多是由几段等径管道和一些局部装置构成的，因此其水头损失可有下式计算,