Механика сплошных сред
Сплошная среда
Классическая механика Закон сохранения массы · Закон сохранения импульса
Теория упругости Напряжение · Тензор · Твёрдые тела · Упругость · Пластичность · Закон Гука · Реология · Вязкоупругость
Гидродинамика Жидкость · Гидростатика · Гидродинамика · Вязкость · Ньютоновская жидкость · Неньютоновская жидкость · Поверхностное натяжение
Основные уравнения Уравнение непрерывности · Уравнение Эйлера · Уравнение Громеки — Лэмба · Уравнение Бернулли · Интеграл Коши — Лагранжа · Уравнения Навье — Стокса · · Уравнение диффузии · Закон Гука
См. также: Портал:Физика

Уравне́ние ви́хря (уравнение эволюции вихря) — дифференциальное уравнение в частных производных , описывающее эволюцию в пространстве и времени вихря скорости течения жидкости или газа . Под вихрем скорости ( завихренностью ) понимается ротор скорости ${\displaystyle {\omega \equiv \operatorname {rot} ~v}\equiv \nabla \times v}$ . Уравнение вихря используется в гидродинамике , геофизической гидродинамике , астрофизической гидродинамике , в численном прогнозе погоды .

Уравнение вихря идеальной жидкости

Жидкость (или газ), в которой пренебрежимо малы эффекты, связанные с внутренним трением ( вязкостью ) и теплообменом, называется « идеальной » . Динамика идеальной жидкости подчиняется уравнению Эйлера (1755 год). Если записать это уравнение при отсутствии внешних сил в форме Громеки-Лэмба

${\displaystyle \ {\frac {\partial v}{\partial t}}-[v\times [\nabla \times v]]=-{\frac {\nabla p}{\rho }}-\nabla \left({\frac {v^{2}}{2}}\right),}$

(1)

где ${\displaystyle \ v}$ — вектор скорости, ${\displaystyle \ p}$ — давление, ${\displaystyle \ {\rho }}$ — плотность, принять условие несжимаемости ${\displaystyle \ \rho =\operatorname {const} ,(\nabla \cdot v)=0}$ , и применить к обеим сторонам этого уравнения операцию ${\displaystyle \ \operatorname {rot} }$ , учитывая известные свойства этого оператора, то мы получим уравнение вихря идеальной несжимаемой жидкости

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\partial \omega }{\partial t}}+(v\cdot \nabla )\omega -(\omega \cdot \nabla )v=0\end{aligned}}.}$ (2)

Интегральной форме этого уравнения соответствует теорема Гельмгольца—Кельвина о сохранении циркуляции скорости в баротропной жидкости . Уравнение (2) называется .

При безвихревом движение жидкости (называемым также «потенциальным») ${\displaystyle \ \omega =0}$ . Из уравнения (2) следует, что если в начальный момент времени движение безвихревое, то оно таковым и останется в дальнейшем.

Уравнение вихря вязкой несжимаемой жидкости

Если в уравнении (1) учитывать также и силу внутреннего трения ( вязкость ), то вместо уравнения (2) мы будем иметь

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\partial \omega }{\partial t}}+(v\cdot \nabla )\omega -(\omega \cdot \nabla )v=\nu \Delta \omega \end{aligned}},}$ (3)

где ${\displaystyle \nu }$ — кинематическая вязкость .

Уравнение вихря бароклинной невязкой жидкости

Условие отсутствия теплообмена (то есть адиабатичности ) течения несжимаемой невязкой жидкости эквивалентно условию постоянства энтропии (то есть изоэнтропичности ) . Если отказаться от этого ограничения, то уравнение (2) заменится на более общее

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\partial \omega }{\partial t}}+(v\cdot \nabla )\omega \ -(\omega \cdot \nabla )v+\omega (\nabla \cdot v)={\frac {1}{\rho ^{2}}}\left[\nabla \rho \times \nabla p\right]\end{aligned}},}$ (4)

учитывающее эффект бароклинности . Правая часть этого уравнения равна нулю, если ${\displaystyle \ \nabla \rho \sim \nabla p}$ , то есть, если изопикническая поверхность параллельна изобарической. В противном случае векторное произведение градиента плотности и градиента давления отлично от нуля, что приводит к изменению завихренности из-за влияния бароклинности. Влияние бароклинности на эволюцию вихря установил Вильгельм Бьеркнес . Это уравнение вскрыло важную роль эффектов бароклинности при образовании и развитии вихрей в атмосфере и океане.

Уравнение Фридмана

( Уравнение Фридмана существует также в космологии. См. Уравнение Фридмана ).

В общем случае движение ньютоновской жидкости подчиняется уравнениям Навье-Стокса . В отличие от рассмотренной выше формы уравнения Эйлера для несжимаемой жидкости, в нём учтены эффекты сжимаемости и внутреннего трения. Применяя к уравнению Навье-Стокса дифференциальный оператор ${\displaystyle \ \operatorname {rot} }$ , мы получим уравнение А. А. Фридмана .

${\displaystyle \ \operatorname {helm} \omega ={\frac {1}{\rho ^{2}}}\left[\nabla \rho \times \nabla p\right]+\left[\nabla \times \left({\frac {f}{\rho }}\right)\right],}$ (5)

где ${\displaystyle \ \operatorname {helm} \omega \equiv {\frac {\partial \omega }{\partial t}}+(v\cdot \nabla )\omega -(\omega \cdot \nabla )v+\omega (\nabla \cdot v)}$ — дифференциальный оператор гельмгольциан , ${\displaystyle \ f}$ — плотность силы молекулярной вязкости.

Гидродинамический смысл гельмгольциана заключается в том, что равенство ${\displaystyle \ \operatorname {helm} \omega =0}$ означает «вмороженность» векторного поля ${\displaystyle \ \omega }$ в движущуюся жидкость, понимаемую в том смысле, что каждая векторная линия этого поля (то есть линия, касательная к которой в любой её точке имеет направление вектора ${\displaystyle \ \omega }$ в этой точке) сохраняется , то есть всё время состоит из одних и тех же жидких частиц, а интенсивность вихревых трубок (стенки которых состоят из вихревых линий), то есть потоки ${\displaystyle \ \int \limits _{\sigma }(\omega \cdot d\sigma )}$ вектора ${\displaystyle \ \omega }$ через любые сечения ${\displaystyle \ \sigma }$ этих трубок, не меняются со временем .

Влияние силы тяжести не меняет вид уравнений (2) — (5) потому, что эта сила потенциальна.

Уравнение Фридмана — основное уравнение геофизической гидродинамики. На нём построена теория численного прогноза погоды .

Уравнение вихря турбулентной жидкости

Уравнение Фридмана применяется и к турбулентным течениям. Но в таком случае, все входящие в него величины должны пониматься как осреднённые (в смысле О. Рейнольдса ). Однако, следует иметь в виду, что такое обобщение здесь недостаточно точно. Дело в том, что при выводе уравнения (5) не принимался во внимание (из-за относительной малости) вектор плотности турбулентного импульса ${\displaystyle \ S={\overline {\rho ^{'}v^{'}}}}$ , где черта сверху — знак осреднения, штрих — отклонения от среднего. Это обстоятельство проявилось в том, что уравнение Фридмана оказалось неспособным в объяснении явления цикла индекса ( васцилляции ), в котором наблюдается обратимый баротропный обмен энергией и угловым моментом между упорядоченным и турбулентным движениями.

Обозначим через ${\displaystyle \ c=S/\rho }$ — «вектор скорости турбулентного переноса». Конечно, ${\displaystyle \ \left|c\right|\ll \left|v\right|}$ , тем не менее, пренебрежение турбулентным переносом в задачах геофизической и астрофизической гидродинамики приводит к потере эффектов, проявляющих себя в медленных, но развивающихся процессах. Уравнение эволюции вихря, свободное от такого ограничения предложил А. М. Кригель :

${\displaystyle \ \operatorname {helm} \psi =\nabla \times \left[c\times \omega +c\left(\nabla \cdot c\right)+F\right]+{\frac {1}{\rho ^{2}}}\left[\nabla \rho \times \left(\nabla p-\rho \nabla c^{2}\right)\right],}$ (6)

где ${\displaystyle \ \psi \equiv \nabla \times \left(v+c\right)}$ — « псевдовектор полного вихря скорости», ${\displaystyle \ \rho F}$ — плотность полной силы трения (молекулярного и турбулентного). Если опустить в этом уравнении эффекты бароклинности и вязкости, то правая часть остается, вообще говоря, отличной от нуля. В таком случае, как легко показать, теорема о сохранении циркуляции скорости Гельмгольца — Кельвина не выполняется , несмотря на то, что течение баротропно . Этот вывод является следствием непотенциальности « плотности турбулентной силы Кориолиса » ${\displaystyle \ 2\rho \left[c\times \omega \right]}$ . В уравнении (6) появился дополнительный механизм, влияющий на эволюцию вихря, открывающий путь к пониманию природы цикла индекса .

Литература