- •1. Введение в механику сплошной среды
- •1.1. Предмет и метод механики сплошной среды
- •1.2. Плотность распределения гидромеханических характеристик в сплошной среде
- •1.3. Физические свойства жидкостей и газов
- •2. Статика текучего тела (гидростатика)
- •2.1. Гидростатическое давление
- •2.2. Дифференциальные уравнения равновесия текучего тела (уравнения эйлера)
- •2.3. Интегрирование уравнений эйлера
- •2.4. Способы измерения гидростатического давления
- •3. Кинематика сплошной среды
- •3.1. Движение точки с позиций теоретической механики
- •3.2. Методы описания движения сплошной среды
- •3.3. Поток гидромеханической характеристики через поверхность
- •3.4. Гидромеханическая интерпретация теоремы остроградского гаусса
- •3.5. Циркуляция скорости. Вихрь вектора скорости
- •3.6. Поля в гидродинамике
- •3.6.1.Операции над тензорами
- •4. Напряжения и деформации в твёрдых средах
- •4.1. Силы, действующие на текучее тело
- •4.2. Напряжённое состояние в точке сплошной среды. Тензор напряжений
- •4.3. Элементарные деформации. Коэффициент пуассона
- •Напряжений, действующих на грани кубика
- •5.2. Напряжения и деформации в твёрдых средах с точки зрения геодинамики
- •5.3. Упругие деформации
- •5.3.1.Соотношения линейной теории упругости
- •Одноосного сжатия
- •6. Основы гидродинамики
- •6.1. Основные положения
- •Закон сохранения массы;
- •6.2.Закон сохранения массы
- •6.3. Закон изменения количества движения
- •6.4. Закон изменения момента количества движения
- •6.5. Закон изменения кинетической энергии
- •6.6. Закон сохранения энергии для контрольного объёма сплошной среды
- •6.7. Уравнения движения и равновесия
- •7. Теоретические основы решения одномерных задач
- •7.1. Основные термины и понятия
- •7.2. Уравнение бернулли для установившегося напорного потока вязкой жидкости
- •7.3. Геометрическая и энергетическая интерпретации слагаемых, входящих в уравнение бернулли
- •7.4. Потенциальный и полный (гидродинамический) напоры. Пъезометрическая и напорная линии
- •8. Основы реологии
- •8.1. Уравнения состояния идеальных и реальных жидкостей
- •8.2. Моделирование движения сложных сред
- •8.2.1. Течение ньютоновской жидкости в круглой трубе
- •8.2.2. Неньютоновские жидкости
- •8.2.3.Механические модели неньютоновских сред
- •9. Движение жидкостей и газов в пористой среде
- •9.1.Основные понятия
- •9.2.Определение эффективного диаметра
- •9.3.Формулы фильтрации
- •10. Базовые задачи гидродинамики, используемые в нефтегазовой отрасли
- •10.1. Постановка задач
- •10.2. Ламинарное и турбулентное течение жидкостей в щелевом канале
- •10.3. Ламинарное и турбулентное течение жидкостей в кольцевом канале
2. Статика текучего тела (гидростатика)
2.1. Гидростатическое давление
Гидростатика – раздел гидромеханики, в котором изучают жидкости, находящиеся в условиях равновесия (покоя). Из определения текучести физических тел следует, что в состоянии покоя в жидкости и газе касательные напряжения равны нулю, и в каждой точке, произвольно ориентированной в пространстве площадки, действуют только нормальные напряжения. Возьмем произвольную площадку (рис. 2.1, а), имеющую единичный вектор нормали n = (nx, ny, nz). Поскольку вектор напряжений на этой площадке рn параллелен n, то можно записать
, (2.1.1)
где рnn – проекция рn на нормаль к площадке; очевидно, рnn = рn . С другой стороны, согласно (1.4.10) имеем
. (2.1.2)
Сравнивая выражения (2.1.1) и (2.1.2), найдем
, (2.1.3)
Рис. 2.1.
Гидростатическое давление:
а
в точке сплошной среды;
б
на поверхности произвольной формы
При рассмотрении напряженного состояния сплошной среды принято растягивающие напряжения считать положительными. В то же время в большинстве задач технической механики жидкости во избежание разрывов сплошности растягивающие напряжения в жидкой среде считаются недопустимыми. Это в еще большей степени относится к газообразной среде. Поэтому в гидростатике в качестве основной величины, характеризующей напряженное состояние жидкости, вводят взятое со знаком плюс нормальное напряжение (которое на всех произвольно ориентированных площадках в данной точке имеет одинаковое значение). Эта величина, являющаяся частным случаем гидродинамического давления (1.4.12), называется гидростатическим давлением и обозначается через р:
. (2.1.4)
Отсюда ясно, почему в зависимости (1.4.12) стоит знак минус, определяющий величину гидродинамического давления.
Матрица тензора напряжений в условиях покоя текучего тела имеет вид
. (2.1.5)
Если тензорную единицу обозначить через Е, то тензор напряжения в покоящейся жидкости можно представить в виде
П = – рЕ. (2.1.6)
Таким образом, напряжённое состояние в покоящейся жидкости определяется величиной р, поэтому его характеризуют не тензором П, а считают, что оно полностью описывается величиной гидростатического давления, которое можно рассматривать как скаляр.
Сила гидростатического давления F (рис.2.1,б), действующая на малую площадку А, – это вектор, направленный со стороны жидкости по нормали к этой площадке (такая нормаль обычно называется внутренней и её вектор равен (-n)):
. (2.1.7)
Если давление на площадке конечных размеров А (рис.2.1,б) зависит от координат, то сила давления на эту площадку определяется по формуле:
. (2.1.8)
2.2. Дифференциальные уравнения равновесия текучего тела (уравнения эйлера)
Пусть давление в жидкости. Выделим внутри жидкости куб с бесконечно малыми рёбрами dx, dy, dz и рассмотрим его равновесие под действием объёмных и поверхностных сил (рис.2.2).
Приравняем к нулю сумму проекций на ось х всех сил, действующих на куб.
Рис. 2.2. К выводу
дифференциальных уравнений равновесия
текучего тела
Поверхностные силы на грани, нормальные осям y и z, дают нулевую проекцию на ось х, так как касательные напряжения в условиях гидростатики равны нулю. В пределах куба считаем, что в разложении р(х,у,z) в ряд Тейлора можно принять в расчёт лишь члены, линейно зависящие от приращения координат. Обозначим давление на левую грань куба, перпендикулярную оси х, через р(х,у,z), при этом на правой грани давление будет равно . Если считать эти грани элементарными площадками в отношении давления, то проекция на ось х силы давления на левую грань равна рdydz, а на правую равна . Сумма проекций всех поверхностных сил на ось х при этом окажется равной
.
Приравняв нулю сумму проекций поверхностных и объемных сил на ось х, имеем:
. (2.2.1)
Разделив все слагаемые на рdxdydz, получим первое уравнение равновесия. Два других уравнения выведем аналогичным образом, проектируя силы на оси у и z. В результате получим систему дифференциальных уравнений равновесия (покоя) текучего тела (уравнений гидростатики Эйлера):
(2.2.2)
Введём единичные векторы i, j и k, соответствующие координатным осям х, у и z:
. (2.2.3)
Умножим (2.2.2) на i, j и k, соответственно, и сложим их:
или в векторной форме
. (2.2.4)
Векторное уравнение (2.2.4) равносильно системе трёх уравнений (2.2.3), где вектор grad p определяется через свои проекции на координатные оси в виде
(2.2.5)
либо в матричной форме
. (2.2.6)