Масса, заряд, импульс и энергия в уравнениях механики сплошной среды

Основные уравнения механики сплошной среды – непрерывности, движения и энергии – демонстрируют причины изменения во времени плотностей трех основных механических величин: массы ${\displaystyle \mathrm {m} }$ , импульса ${\displaystyle \mathrm {\vec {p}} }$ и энергии ${\displaystyle \varepsilon }$ .

При этом:

• первое слагаемое левой части каждого из названных уравнений представляет собой изменение плотности (количества в единице объема) соответствующей величины в единицу времени;
• второе – результат обмена этой величиной выделенного единичного объема с соседними объемами;
• третье – изменение плотности соответствующей величины в единицу времени под действием внешних сил;
• правая часть – изменение плотности соответствующей величины в единицу времени в результате столкновений частиц в объеме.

При описании газа заряженных частиц одной из форм уравнения непрерывности является закон сохранения заряда в дифференциальной форме, в котором количество вещества представлено не массой ${\displaystyle \mathrm {m} }$ , а зарядом ${\displaystyle \mathrm {q} }$ .

Общими характеристиками массы, заряда, импульса и энергии являются:

• сохраняемость в замкнутых системах;
• аддитивность .

Однако, по одному признаку импульс в этом списке стоит особняком. А именно: масса, заряд и энергия – скаляры. Соответственно плотности массы, заряда и энергии – скаляры, плотности потока массы, заряда и энергии – векторы.

Импульс же сам является вектором. Соответственно, плотность импульса есть вектор – полностью описывается тремя величинами. Плотность же потока импульса полностью описывается уже девятью величинами: любая из трех проекций импульса вместе с частицей может переноситься в любом из трех пространственных направлений. Таким образом, плотность потока импульса представляет собой тензор второго ранга (кинетический тензор):

${\displaystyle \mathbf {\Pi } ={\begin{array}{|ccc|}\Pi _{11}&\Pi _{12}&\Pi _{13}\\\Pi _{21}&\Pi _{22}&\Pi _{23}\\\Pi _{31}&\Pi _{32}&\Pi _{33}\\\end{array}}}$ , ${\displaystyle \mathrm {\Pi _{mn}=m\textstyle \int f({\vec {\mathrm {v} }})\mathrm {v} _{m}\mathrm {v} _{n}d^{3}\mathrm {v} } }$ ,

где

• ${\displaystyle \Pi _{mn}}$ – количество ${\displaystyle \mathrm {m} }$ -й проекции импульса, которое в единицу времени переносится через единицу поверхности в ${\displaystyle \mathrm {n} }$ -м направлении.
• ${\displaystyle \mathrm {f({\vec {\mathrm {v} }})} }$ – функция распределения частиц по скоростям.

Можно заметить, что половина следа (суммы диагональных компонент) кинетического тензора равна плотности кинетической энергии:

${\displaystyle \mathrm {{\Pi _{11}+\Pi _{22}+\Pi _{33} \over 2}={m \over 2}\textstyle \int f({\vec {\mathrm {v} }})(\mathrm {v} _{1}^{2}+\mathrm {v} _{2}^{2}+\mathrm {v} _{3}^{2})d^{3}\mathrm {v} =\varepsilon _{K}^{(V)}} }$

В результате форма записи уравнения движения в традиционном представлении отличается от формы записи уравнений непрерывности :

${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \rho \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\vec {p}}^{(V)}={\delta \ \rho \over \delta \ t}} }$

и энергии:

${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \varepsilon ^{(V)} \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\vec {q}}-{\vec {V}}\cdot {\vec {F}}^{(V)}={\delta \ \varepsilon ^{(V)} \over \delta \ t}} }$ .

А именно:

${\displaystyle \mathrm {{\partial \ p_{m}^{(V)} \over \partial \ t}+\sum _{mn}{\partial \ \Pi _{mn} \over \partial \ r_{n}}-F_{m}^{(V)}={\delta \ p_{m}^{(V)} \over \delta \ t}} }$

где:

• ${\displaystyle \rho }$ – плотность массы;
• ${\displaystyle \mathrm {{\vec {p}}^{(V)}=\rho {\vec {V}}} }$ – плотность потока массы, математически тождественная плотности импульса;
• ${\displaystyle \mathrm {\vec {V}} }$ – среднемассовая скорость;
• ${\displaystyle \mathrm {\varepsilon ^{(V)}=\varepsilon _{K}^{(V)}+{\rho \over m}\varepsilon _{\chi }} }$ – плотность энергии;
• ${\displaystyle \mathrm {\mathrm {{\vec {q}}={m \over 2}\textstyle \int f({\vec {\mathrm {v} }})\mathrm {v} ^{2}{\vec {\mathrm {v} }}\ d^{3}\mathrm {v} +\textstyle \int f({\vec {\mathrm {v} }})\varepsilon _{\chi }{\vec {\mathrm {v} }}\ d^{3}\mathrm {v} } } }$ – плотность потока энергии;
• ${\displaystyle \varepsilon _{\chi }}$ – внутренняя энергия частицы;
• ${\displaystyle \mathrm {{\vec {F}}^{(V)}} }$ – внешняя сила, действующая на единицу объема газа;
• ${\displaystyle \mathrm {\delta \over \delta \ t} }$ – изменение в единицу времени в результате столкновений ( здесь приведены уравнения для компоненты многокомпонентной среды ).

Можно заметить три основных неудобства последней записи по сравнению с двумя предыдущими:

• громоздкость;
• необходимость записи в трех проекциях;
• привязанность конкретно к декартовым координатам.

Последнее, например, означает, что в зависимости от системы координат, в которых решается задача, запись уравнения движения в проекциях будет иметь разные формы.

Такими же недостатками обладает и запись кинетического тензора в развернутой форме:

${\displaystyle \mathrm {\Pi _{mn}=\rho V_{m}V_{n}+\delta _{mn}P-\sigma _{mn}^{I}} }$

и запись последнего слагаемого в приведенном выражении:

${\displaystyle \mathrm {\sigma _{mn}^{I}=\eta {\Biggl (}{\partial \ V_{m} \over \partial \ r_{n}}+{\partial \ V_{n} \over \partial \ r_{m}}-{2 \over 3}\delta _{mn}\nabla \cdot {\vec {V}}{\Biggr )}} }$

где

• ${\displaystyle \mathrm {P} }$ – давление;
• ${\displaystyle \mathrm {\sigma _{mn}^{I}} }$ – компонента тензора вязких напряжений

Наличие названных недостатков скорее всего можно объяснить тем, что кинетика в физике и тензорный анализ в математике – это сравнительно молодые направления в науке, возникшие уже после того, как натурфилософия , фактически, уже разделилась на отдельные отрасли: физику, химию, математику и т.п. В отличие от Эйлера , Гаусса , Стокса физики уже были только физиками, а математики – только математиками.

В результате тензорный анализ в математике, с одной стороны, оказался достаточно отстраненным от проблем современной физики и, с другой стороны, не сформировал еще общепринятой и достаточно компактной символики.

Необходимость выбора

Развитие математического аппарата любой естественной науки часто ставит исследователя перед выбором:

1. Оставаться в кругу уже определенных категорий, правил и символики, за счет громоздкости, необщности и большого количества выражений .

2. Обобщить понятия, упростить и сократить количество выражений за счет введения новых категорий, правил и символики.

Первый выбор оправдан в случае, когда круг объектов с особенными свойствами узок и редко употребляется в соответствующем направлении науки. В противоположном случае, необходимость дополнительных интеллектуальных усилий в течение определенного времени очень скоро окупается экономией времени и средств представления (бумаги, мела, компьютерной памяти) в дальнейшем массированном обращении с соответствующими объектами.

Примером преимущества второго выбора в математике и физике является появление векторного анализа , возникшего ввиду трехмерности геометрического пространства.

Первый выбор – использование категорий исключительно скалярного анализа – требовал бы в данном случае использования трех определений в описании положения объекта – различных в различных системах координат (декартовой, цилиндрической или сферической), трех определений в описании изменения положения во времени. При этом использование исключительно скалярной символики означало бы разные правила дифференцирования характеристик положения по времени для получения соответствующих характеристик изменения положения. В каждой задаче вместо одного уравнения движения необходимо было бы записывать три, строго оговаривая при этом систему координат, в которой справедлива такая запись. Точно так же пришлось бы поступать в выражениях для связи потенциальной энергии и силы, характеристик электромагнитного поля и движения частиц и т.п.

Второй выбор – введение понятия вектора – означает необходимость усвоения немногих новых определений: вектор , скалярное произведение , векторное произведение и т.п., но легко окупается следующими выгодами:

- вектор сохраняет свою целостность в любой системе координат, в то время как значения проекций меняются;

- правила преобразования положения в скорость, скорости в ускорение как векторов, связь между скоростью и импульсом, характеристиками поля и силой как между векторами сохраняются в различных системах координат.

Наиболее существенную новизну сравнительно со скалярным анализом представляет здесь само понятие вектора – нужно просто привыкнуть к тому, что в геометрии и математике одна величина может характеризоваться не одним, а тремя числами – по числу пространственных измерений в нашей Вселенной . В операциях с кинетическим тензором мы сталкиваемся с названной выше необходимостью выбора – по-прежнему оперировать объектами двух типов (векторами и скалярами), описывая перенос импульса девятью скалярами или тремя векторами (со всеми издержками, названными выше) или ввести понятие и правила операций с новыми объектами, характеризующимися девятью числами. Массовость обращений к переносу импульса в механике сплошной среды скорее располагает ко второму выбору. Кроме того, есть соображения, по которым оптимальным здесь становится не просто определение нового класса объектов, но введение некоего "над-класса" , к которому равно относятся и скаляры, и векторы и вновь вводимые объекты. Таким "над-классом" в математике и физике являются тензоры соответствующих рангов .

Понятие тензора определенного ранга

В нашем случае тензоры являются математическим представлением конкретных физических величин, но не операторами в матричном анализе. Предлагаемая символика и правила относятся именно к такому случаю и не обязательно полностью соответствуют символике матричного анализа.

Тензором определенного ранга ${\displaystyle \mathrm {M} }$ в ${\displaystyle \mathrm {I} }$ -мерном пространстве называют величину, которая полностью описывается ${\displaystyle \mathrm {I^{M}} }$ числами – элементами тензора. Предметом механики сплошной среды является обычное трехмерное пространство ( ${\displaystyle \mathrm {I=3} }$ ), поэтому в дальнейшем мы и будем говорить только о нем. Таким образом, в нашем случае тензором ранга ${\displaystyle \mathrm {M} }$ является величина, которая полностью описывается ${\displaystyle \mathrm {3^{M}} }$ элементами.

В таком случае:

• скаляр , имеющий один элемент, есть тензор нулевого ранга;
• вектор , имеющий три элемента, есть тензор первого ранга.

Появление нового класса объектов требует новой символики. А именно:

• единственный элемент, из которого состоит скаляр ${\displaystyle \Phi }$ , не требует индекса в записи значения;
• каждый из трех элементов ${\displaystyle \mathrm {A_{m}} }$ вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ обозначается индексом ${\displaystyle \mathrm {m} }$ , изменяющимся от 1 до 3 – соответственно числу измерений геометрического пространства;
• каждый из ${\displaystyle \mathrm {3^{M}} }$ элементов ${\displaystyle \mathrm {A^{(m_{1}m_{2}m_{3}...m_{M-1}m_{M})}} }$ тензора ${\displaystyle \mathrm {M} }$ -го ранга ${\displaystyle \mathbf {A} }$ обозначается ${\displaystyle \mathrm {M} }$ индексами ${\displaystyle \mathrm {m_{1}m_{2}m_{3}...m_{M-1}m_{M}} }$ , изменяющимися от 1 до 3 – в дальнейшем для краткости вместо ${\displaystyle \mathrm {m_{1}m_{2}m_{3}...m_{M-1}m_{M}} }$ будем писать ${\displaystyle \mathrm {m_{1}...m_{M}} }$ .

В тензорном анализе, так же, как и в векторном , важным является понятие базиса , основанное на определении единичного тензора.

Единичным тензором ${\displaystyle \mathrm {M} }$ -го ранга  есть тензор ${\displaystyle \mathrm {e^{(m_{1}...m_{M})}} }$ , в котором равны нулю все элементы, кроме равного единице ${\displaystyle \mathrm {m_{1}...m_{M}} }$ -го элемента.

В таком случае:

• ${\displaystyle e^{(\ \ )}}$ : единичный тензор нулевого ранга есть единица (единичный скаляр);
• ${\displaystyle \mathrm {e^{(m)}=i_{m}} }$ : единичный тензор первого ранга есть орта (единичный вектор).

Операции с тензорами

Для облегчения восприятия правила операций с тензорами покажем сравнительно с правилами аналогичных операций с векторами.

Правило 1 . Сложение тензоров и умножение тензора на скаляр

Вектор ${\displaystyle \mathrm {\vec {D}} }$ равен сумме векторов ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ и ${\displaystyle \mathrm {\vec {B}} }$ , если элемент вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {D}} }$ равен сумме соответствующих элементов векторов ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ и ${\displaystyle \mathrm {\vec {B}} }$ :

1.1. ${\displaystyle \mathrm {{\vec {D}}={\vec {A}}+{\vec {B}}} }$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {D_{m}=A_{m}+B_{m}} }$ .

Прямым следствием правила сложения векторов является правило умножения вектора на скаляр : вектор ${\displaystyle \mathrm {\vec {D}} }$ равен произведению вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ и скаляра ${\displaystyle \mathrm {C} }$ , если элемент вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {D}} }$ равен произведению соответствующего элемента вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ и скаляра ${\displaystyle \mathrm {C} }$ :

1.2. ${\displaystyle \mathrm {{\vec {D}}=C\ {\vec {A}}} }$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {D_{m}=C\ A_{m}} }$ .

Тензор ${\displaystyle \mathrm {M} }$ -го ранга ${\displaystyle \mathbf {D} }$ равен сумме тензоров такого же ранга ${\displaystyle \mathbf {A} }$ и ${\displaystyle \mathbf {B} }$ , если элемент тензора ${\displaystyle \mathbf {D} }$ равен сумме соответствующих элементов тензоров ${\displaystyle \mathbf {A} }$ и ${\displaystyle \mathbf {B} }$ :

1.3. ${\displaystyle \mathbf {D} =\mathbf {A} +\mathbf {B} }$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {D^{(m_{1}...m_{M})}=A^{(m_{1}...m_{M})}+B^{(m_{1}...m_{M})}} }$ .

Прямым следствием правила сложения тензоров является правило умножения тензора на скаляр : тензор ${\displaystyle \mathbf {D} }$ равен произведению тензора ${\displaystyle \mathbf {A} }$ и скаляра ${\displaystyle \mathrm {C} }$ , если элемент тензора ${\displaystyle \mathbf {D} }$ равен произведению соответствующего элемента тензора ${\displaystyle \mathbf {A} }$ и скаляра ${\displaystyle \mathrm {C} }$ :

1.4. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {D} =C\ \mathbf {A} } }$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {D^{(m_{1}...m_{M})}=C\ A^{(m_{1}...m_{M})}} }$ .

Правило 2 . Запись тензоров как суммы элементов

Вектор ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ может быть представлен как векторная сумма элементов с использованием орт:

1.5. ${\displaystyle \mathrm {{\vec {A}}=\sum _{m}i_{m}A_{m}} }$ .

При этом нет смысла говорить о результате произведения ${\displaystyle \mathrm {i_{m}A_{m}} }$ – единственный смысл записи ${\displaystyle \mathrm {i_{m}A_{m}} }$ состоит в указании, что величине ${\displaystyle \mathrm {A_{m}} }$ равен именно ${\displaystyle \mathrm {m} }$ -й элемент вектора .

Тензор ${\displaystyle \mathrm {M} }$ -го ранга ${\displaystyle \mathbf {A} }$ может быть представлен как тензорная сумма элементов с использованием единичных тензоров:

1.6. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} =\sum _{m_{1}...m_{M}}e^{(m_{1}...m_{M})}A^{(m_{1}...m_{M})}} }$ .

При этом нет смысла говорить о результате произведения ${\displaystyle \mathrm {e^{(m_{1}...m_{M})}A^{(m_{1}...m_{M})}} }$ – единственный смысл записи ${\displaystyle \mathrm {e^{(m_{1}...m_{M})}A^{(m_{1}...m_{M})}} }$ состоит в указании, что величине ${\displaystyle \mathrm {A^{(m_{1}...m_{M})}} }$ равен именно ${\displaystyle \mathrm {m_{1}...m_{M}} }$ -й элемент тензора ${\displaystyle \mathbf {A} }$ .

Правило 3 . Инвариантность произведения скаляра и единичного тензора

"Результат" произведения скаляра и орты не зависит от последовательности сомножителей:

1.7. ${\displaystyle \mathrm {i_{m}A_{m}=A_{m}i_{m}} }$ .

"Результат" произведения скаляра и единичного тензора не зависит от последовательности сомножителей:

1.8. ${\displaystyle \mathrm {e^{(m_{1}...m_{M})}A^{(m_{1}...m_{M})}=A^{(m_{1}...m_{M})}e^{(m_{1}...m_{M})}} }$ .

Правило 4 . Тензорное произведение и представление единичных тензоров через орты

Внимание !!! Правило 4 является, фактически, единственным новым правилом тензорного анализа, не представленным в векторном анализе.

Тензорным произведением тензора ${\displaystyle \mathrm {M} }$ -го ранга ${\displaystyle \mathbf {A} }$ и тензора ${\displaystyle \mathrm {N} }$ -го ранга ${\displaystyle \mathbf {B} }$ является тензор ${\displaystyle \mathrm {M+N} }$ -го ранга ${\displaystyle \mathbf {D} }$ , если ${\displaystyle \mathrm {m_{1}...m_{M}n_{1}...n_{N}} }$ -й элемент тензора ${\displaystyle \mathbf {D} }$ равен произведению ${\displaystyle \mathrm {m_{1}...m_{M}} }$ -го элемента тензора ${\displaystyle \mathbf {A} }$ и ${\displaystyle \mathrm {n_{1}...n_{N}} }$ -го элемента тензора ${\displaystyle \mathbf {B} }$ :

1.9. ${\displaystyle \mathbf {D} =\mathbf {A} \ \mathbf {B} }$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {D^{(m_{1}...m_{M}n_{1}...n_{N})}=A^{(m_{1}...m_{M})}B^{(n_{1}...n_{N})}} }$ .

Таким образом, тензорное скаляра и тензора произвольного ранга есть, фактически, "простое" произведение скаляра на тензор (1.4).

С учетом (9) единичный тензор ${\displaystyle \mathrm {M} }$ -го ранга может быть представлен как кратное тензорное произведение орт:

1.10. ${\displaystyle \mathrm {e^{(m_{1}...m_{M})}=i_{m_{1}}...i_{m_{M}}} }$ .

Выражения (1.6) и (1.8) с использованием (1.10) можно записать так:

1.11, ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} =\sum _{m_{1}...m_{M}}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}A^{(m_{1}...m_{M})}} }$ ,

1.12. ${\displaystyle \mathrm {i_{m_{1}}...i_{m_{M}}A^{(m_{1}...m_{M})}=i_{m_{1}}...i_{m_{i}}A^{(m_{1}...m_{M})}i_{m_{i+1}}...i_{m_{M}}} }$ .

В дальнейшем вместо (1.6) можно использовать запись (1.11) как более удобную в случаях, которые будут названы ниже.

Правило 5 . Произведение тензоров

Существуют три вида произведений тензоров: тензорное , векторное и скалярное . Каждому из произведений соответствует знак: пробел в тензорном, крестик в векторном и точка в скалярном. Кроме того, удобно использование обобщенного знака произведения " ${\displaystyle \circ }$ ", соответствующего трем различным случаям:

1.13. ${\displaystyle \circ ={\bigl (}}$ "    ", " × ", " · " ${\displaystyle {\bigr )}}$ .

Правило 5 является прямым следствием (1.11) и (1.12) – скаляры в произведениях можно произвольно перемещать относительно знаков произведений – знак произведения тензоров фактически относится к ближайшим ортам :

1.14. ${\displaystyle \mathrm {{\vec {A}}\circ {\vec {B}}=\sum _{mn}{\bigl (}i_{m}A_{m}{\bigr )}\circ {\bigl (}i_{n}B_{n}{\bigr )}=\sum _{mn}{\bigl (}i_{m}\circ i_{n}{\bigr )}A_{m}B_{n}=\sum _{mn}A_{m}B_{n}{\bigl (}i_{m}\circ i_{n}{\bigr )}} }$ ,

1.15. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} \circ \mathbf {B} =\sum _{\begin{matrix}m_{1}...m_{M}\\n_{1}...n_{N}\end{matrix}}{\bigl (}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}A^{(m_{1}...m_{M})}{\bigr )}\circ {\bigl (}i_{n_{1}}...i_{n_{N}}B^{(n_{1}...n_{N})}{\bigr )}=} }$

${\displaystyle \mathrm {=\sum _{\begin{matrix}m_{1}...m_{M}\\n_{1}...n_{N}\end{matrix}}i_{m_{1}}...i_{m_{M-1}}A^{(m_{1}...m_{M})}{\bigl (}i_{m_{M}}\circ i_{n_{1}}{\bigr )}i_{n_{2}}...i_{n_{N}}B^{(n_{1}...n_{N})}=} }$

${\displaystyle \mathrm {=\sum _{\begin{matrix}m_{1}...m_{M}\\n_{1}...n_{N}\end{matrix}}A^{(m_{1}...m_{M})}B^{(n_{1}...n_{N})}i_{m_{1}}...i_{m_{M-1}}{\bigl (}i_{m_{M}}\circ i_{n_{1}}{\bigr )}i_{n_{2}}...i_{n_{N}}} }$ .

Правило 6 . Произведение орт

Тензорное, векторное и скалярное произведение орт имеют следующие значения:

1.16. ${\displaystyle \mathrm {i_{m}i_{n}=e^{(mn)}} }$ ,

1.17. ${\displaystyle \mathrm {i_{m}\times i_{m}=0} }$ ,

${\displaystyle \mathrm {i_{1}\times i_{2}=-i_{2}\times i_{1}=i_{3}} }$ ,

${\displaystyle \mathrm {-i_{1}\times i_{3}=i_{3}\times i_{1}=i_{2}} }$ ,

${\displaystyle \mathrm {i_{2}\times i_{3}=-i_{3}\times i_{2}=i_{1}} }$ ,

1.18. ${\displaystyle \mathrm {i_{m}\cdot i_{n}=\delta _{mn}} }$ ,

где ${\displaystyle \mathrm {\delta _{mn}} }$ – символ Кронекера :

1.19. ${\displaystyle \mathrm {\delta _{mn}=\left\{{\begin{matrix}1,&\mathrm {m=n} \\0,&\mathrm {m\neq n} \end{matrix}}\right.} }$ .

Правило 7 . Извлечение элемента из вектора и тензора

Произвольный вектор ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ в различных выражениях может встречаться не в прямой записи (1.5), а как результат операций с другими векторами или скалярами. При необходимости "извлечения" конкретной проекции вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ из такой записи можно на основании (1.5) и (1.18) использовать операцию:

1.20. ${\displaystyle \mathrm {A_{m}=i_{m}\cdot {\vec {A}}={\vec {A}}\cdot i_{m}} }$

Аналогично, на основании (11) и (18) можно записать для элемента тензора ранга выше нулевого:

1.21. ${\displaystyle \mathrm {A^{(m_{1}...m_{M})}=i_{m_{M}}\cdot {\Bigl (}...\cdot {\Bigl (}i_{m_{1}}\cdot \mathbf {A} {\Bigr )}{\Bigr )}={\Bigl (}{\Bigl (}\mathbf {A} \cdot i_{m_{M}}{\Bigr )}\cdot ...{\Bigr )}\cdot i_{m_{1}}} }$ .

Дифференциальные операторы в применении к тензорам

Правило 8 . Операторы Гамильтона и Лапласа

Любой из трех знаков (1.13) может использоваться не только в произведениях, но и в обозначениях действия оператора Гамильтона ${\displaystyle \nabla }$ , имеющего, как известно, запись:

1.22. ${\displaystyle \mathrm {\nabla =\sum _{n}i_{n}{\partial \over \partial \ r_{n}}} }$ .

Результатом тензорного действия оператора ${\displaystyle \nabla }$ является градиент , векторного – ротор , скалярного – дивергенция . К сожалению,  в большинстве источников отсутствуют общие правила развернутой записи результатов действия оператора ${\displaystyle \nabla }$ в произвольной (не декартовой) системе координат. Приводятся общие записи в декартовой системе – единственной системе координат с неизменными ортами, а также частные случаи записи для наиболее часто используемых ортогональных криволинейный координат – сферических, цилиндрических.

Правильные результаты в использовании оператора можно, однако, получить, распространив Правило 5 на скалярные дифференциальные операторы – скалярные дифференциальные операторы в произведениях можно произвольно перемещать относительно знаков произведений :

1.23. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \circ ={\biggl (}\sum _{n}i_{n}{\partial \over \partial \ r_{n}}{\biggr )}\circ =\sum _{n}i_{n}\circ {\partial \over \partial \ r_{n}}} }$ .

Таким образом, имеем:

• градиент скаляра:

1.24. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \Phi =\sum _{n}i_{n}{\partial \ \Phi \over \partial \ r_{n}}} }$ ;

• ротор вектора:

1.25. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \times {\vec {A}}=\sum _{n}i_{n}\times {\partial \ {\vec {A}} \over \partial \ r_{n}}=\sum _{nm}i_{n}\times {\partial \over \partial \ r_{n}}{\bigl (}i_{m}A_{m}{\bigr )}=\sum _{nm}{\biggl (}i_{n}\times i_{m}{\partial \ A_{m} \over \partial \ r_{n}}+i_{n}\times {\partial \ i_{m} \over \partial \ r_{n}}A_{m}{\biggr )}} }$ ;

• дивергенция вектора:

1.26. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \cdot {\vec {A}}=\sum _{n}i_{n}\cdot {\partial \ {\vec {A}} \over \partial \ r_{n}}=\sum _{nm}i_{n}\cdot {\partial \over \partial \ r_{n}}{\bigl (}i_{m}A_{m}{\bigr )}=\sum _{nm}{\biggl (}i_{n}\cdot i_{m}{\partial \ A_{m} \over \partial \ r_{n}}+i_{n}\cdot {\partial \ i_{m} \over \partial \ r_{n}}A_{m}{\biggr )}} }$ .

Аналогично (1.24) – (1.26) правило (1.23) в применении к тензору дает:

• градиент тензора произвольного ранга:

1.27. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \mathbf {A} =\sum _{n}i_{n}{\partial \ \mathbf {A} \over \partial \ r_{n}}=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}i_{n}{\partial \over \partial \ r_{n}}{\biggl (}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}=} }$

${\displaystyle \mathrm {=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}{\biggl (}i_{n}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}{\partial \ A^{(m_{1}...m_{M})} \over \partial \ r_{n}}+i_{n}{\partial \over \partial \ r_{n}}(i_{m_{1}}...i_{m_{M}})A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}} }$ ;

• ротор тензора ранга выше нулевого:

1.28. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \times \mathbf {A} =\sum _{n}i_{n}\times {\partial \ \mathbf {A} \over \partial \ r_{n}}=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}i_{n}\times {\partial \over \partial \ r_{n}}{\biggl (}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}=} }$

${\displaystyle \mathrm {=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}{\biggl (}i_{n}\times i_{m_{1}}...i_{m_{M}}{\partial \ A^{(m_{1}...m_{M})} \over \partial \ r_{n}}+i_{n}\times {\partial \over \partial \ r_{n}}(i_{m_{1}}...i_{m_{M}})A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}} }$ ;

• дивергенция тензора ранга выше нулевого:

1.29. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \cdot \mathbf {A} =\sum _{n}i_{n}\cdot {\partial \ \mathbf {A} \over \partial \ r_{n}}=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}i_{n}\cdot {\partial \over \partial \ r_{n}}{\biggl (}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}=} }$

${\displaystyle \mathrm {=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}{\biggl (}i_{n}\cdot i_{m_{1}}...i_{m_{M}}{\partial \ A^{(m_{1}...m_{M})} \over \partial \ r_{n}}+i_{n}\cdot {\partial \over \partial \ r_{n}}(i_{m_{1}}...i_{m_{M}})A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}} }$ .

Обобщенно выражения (1.27) – (1.29) можно записать так:

1.30. ${\displaystyle \mathrm {\nabla \circ \mathbf {A} =\sum _{n}i_{n}\circ {\partial \ \mathbf {A} \over \partial \ r_{n}}=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}i_{n}\circ {\biggl (}{\partial \over \partial \ r_{n}}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}=} }$

${\displaystyle \mathrm {=\sum _{\begin{matrix}n\\\mathrm {m_{1}...m_{M}} \end{matrix}}{\biggl (}i_{n}\circ i_{m_{1}}...i_{m_{M}}{\partial \ A^{(m_{1}...m_{M})} \over \partial \ r_{n}}+i_{n}\circ {\partial \over \partial \ r_{n}}(i_{m_{1}}...i_{m_{M}})A^{(m_{1}...m_{M})}{\biggr )}} }$ .

Правила дифференцирования производных орт в (1.27) – (1.30) аналогичны правилам дифференцирования произведений скаляров:

1.31. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \over \partial \ r_{n}}{\biggl (}i_{m_{1}}...i_{m_{M}}{\biggr )}={\partial \ i_{m_{1}} \over \partial \ r_{n}}{\biggl (}i_{m_{2}}...i_{m_{M}}{\biggr )}+i_{m_{1}}{\partial \ i_{m_{2}} \over \partial \ r_{n}}{\biggl (}i_{m_{3}}...i_{m_{M}}{\biggr )}+i_{m_{1}}i_{m_{2}}{\partial \ i_{m_{3}} \over \partial \ r_{n}}{\biggl (}i_{m_{4}}...i_{m_{M}}{\biggr )}+...} }$

При этом конкретная система координат представлена просто набором значений производных орт по проекциям координаты ${\displaystyle \mathrm {\partial \ i_{m} \over \partial \ r_{n}} }$ .

В тензорном анализе, как и в векторном, используется также оператор Лапласа ${\displaystyle \Delta }$ :

1.32. ${\displaystyle \Delta =\nabla ^{2}=\nabla \cdot \nabla }$ .

Результат действия оператора ${\displaystyle \Delta }$ на произвольный тензор в произвольной ортогональной системе координат можно получить с использованием тех же, что и выше, правил:

1.33. ${\displaystyle \mathrm {\Delta \mathbf {A} =\sum _{mn}i_{m}\cdot {\partial \over \partial \ r_{m}}{\biggl (}i_{n}{\partial \ \mathbf {A} \over \partial \ r_{n}}{\biggr )}=\sum _{m}{\biggl (}{\partial ^{2}\mathbf {A} \over \partial \ r_{m}^{2}}+{\biggl (}\sum _{n}i_{m}\cdot {\partial \ i_{n} \over \partial \ r_{m}}{\Biggr )}{\partial \ \mathbf {A} \over \partial \ r_{n}}{\Biggr )}} }$ .

Некоторые характеристики тензоров второго ранга

• Представление тензора как матрицы

Тензор ${\displaystyle \mathbf {A} }$ второго ранга может быть представлен как матрица:

1.34. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} ={\begin{array}{|ccc|}A^{(11)}&A^{(12)}&A^{(13)}\\A^{(21)}&A^{(22)}&A^{(23)}\\A^{(31)}&A^{(32)}&A^{(33)}\\\end{array}}} }$ .

• След тензора второго ранга

Следом ${\displaystyle \mathrm {Tr\mathbf {A} } }$ тензора второго ранга ${\displaystyle \mathbf {A} }$ называют сумму его диагональных элементов:

1.35. ${\displaystyle \mathrm {Tr\mathbf {A} =\sum _{n}A^{(nn)}=A^{(11)}+A^{(22)}+A^{(33)}} }$ .

• Сопряженный тензор

Тензор ${\displaystyle \mathbf {A} ^{*}}$ называют сопряженным тензору ${\displaystyle \mathbf {A} }$ , если элементы тензора ${\displaystyle \mathbf {A} ^{*}}$ получаются перестановкой индексов элементов тензора ${\displaystyle \mathbf {A} }$ :

1.36. ${\displaystyle \mathbf {B} =\mathbf {A} ^{*}}$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {B^{(mn)}=A^{(nm)}} }$ .

Можно заметить, что:

1.37. ${\displaystyle (\mathbf {A} ^{*})^{*}\equiv \mathbf {A} }$ .

• Симметричный тензор

Тензор ${\displaystyle \mathbf {A} }$ называют симметричным, если его элементы, симметричные относительно главной диагонали, равны друг другу:

1.38. ${\displaystyle \mathbf {A} =\mathbf {A} ^{*}}$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {A^{(mn)}=A^{(nm)}} }$ .

• Унитарный тензор

Унитарный тензор ${\displaystyle \mathbf {\boldsymbol {\delta }} }$ есть тензор второго ранга, недиагональные элементы которого равны нулю, а диагональные – единице:

1.39. ${\displaystyle \mathrm {\delta ^{(mn)}=\delta _{mn}} }$ ${\displaystyle \longrightarrow }$ ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {\boldsymbol {\delta }} ={\begin{array}{|ccc|}1&0&0\\0&1&0\\0&0&1\\\end{array}}=\sum _{mn}i_{m}i_{n}\delta _{mn}=\sum _{n}i_{n}i_{n}} }$ .

Можно показать следующие свойства унитарного тензора:

1.40. ${\displaystyle \mathbf {\boldsymbol {\delta }} \cdot \mathbf {A} =\mathbf {A} }$ ,

1.41. ${\displaystyle \nabla \cdot {\bigl (}\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \ \mathbf {A} {\bigr )}=\nabla \mathbf {A} }$ ,

1.42. ${\displaystyle \nabla \cdot {\bigl (}\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \cdot \mathbf {A} {\bigr )}=\nabla \mathbf {\cdot } {A}}$ ,

1.43. ${\displaystyle \nabla \cdot {\bigl (}{\vec {A}}\ \mathbf {\boldsymbol {\delta }} {\bigr )}=\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \ \nabla \cdot {\vec {A}}}$ ,

1.44. ${\displaystyle \nabla \cdot {\bigl (}{\scriptstyle \mathbf {\boldsymbol {\delta }} }{\vec {A}}{\scriptstyle \mathbf {\boldsymbol {\delta }} }{\bigr )}={\bigl (}\nabla {\vec {A}}{\bigr )}^{*}}$ ,

где тензор, сопряженный градиенту вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {A}} }$ :

1.45. ${\displaystyle \mathrm {{\bigl (}\nabla {\vec {A}}{\bigr )}^{*}=\sum _{n}{\partial \ {\vec {A}} \over \partial \ r_{n}}i_{n}} }$

и внутреннее произведение унитарного тензора и вектора ${\displaystyle {\vec {A}}}$ :

1.46. ${\displaystyle \mathrm {{\scriptstyle \mathbf {\boldsymbol {\delta }} }{\vec {A}}{\scriptstyle \mathbf {\boldsymbol {\delta }} }=\sum _{n}i_{n}{\vec {A}}\ i_{n}} }$ .

Симметричные тензоры. Операция симметрии

Тензор ${\displaystyle \mathbf {A} }$ произвольного ранга является симметричным, если перестановка любой пары индексов не изменяет значение компоненты тензора, например:

- для симметричных тензоров 2-го ранга:

1.47. ${\displaystyle \mathrm {A^{(mn)}=A^{(nm)}} }$ ;

- для симметричных тензоров 3-го ранга:

1.48. ${\displaystyle \mathrm {A^{(kmn)}=A^{(knm)}=A^{(mkn)}=A^{(mnk)}=A^{(nkm)}=A^{(nmk)}} }$ ;

- для симметричных тензоров 4-го ранга:

1.49. ${\displaystyle \mathrm {A^{(ikmn)}=A^{(iknm)}=A^{(imkn)}=A^{(imnk)}=A^{(inkm)}=A^{(inmk)}=} }$

${\displaystyle \mathrm {A^{(ikmn)}=A^{(kinm)}=A^{(mikn)}=A^{(mink)}=A^{(nikm)}=A^{(nimk)}=} }$

${\displaystyle \mathrm {A^{(ikmn)}=A^{(knim)}=A^{(mkin)}=A^{(mnik)}=A^{(nkim)}=A^{(nmik)}=} }$

${\displaystyle \mathrm {A^{(kmni)}=A^{(knmi)}=A^{(mkni)}=A^{(mnki)}=A^{(nkmi)}=A^{(nmki)}} }$

и так далее.

Можно заметить, что число независимых комбинаций индексов для тензора ${\displaystyle \mathrm {n} }$ -го ранга равно ${\displaystyle \mathrm {n!} }$ .

Любой тензор ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} ^{[n]}} }$ произвольного ранга ${\displaystyle n}$ может быть преобразован в симметричный тензор  с помощью операции симметрии :

1.50. ${\displaystyle \mathrm {{\bigl \lfloor }\mathbf {A} ^{[n]}{\bigr \rfloor }={1 \over n!}\sum \mathbf {A} ^{[n]*}} }$ ,

где ${\displaystyle \mathrm {\sum \mathbf {A} ^{[n]*}} }$ – сумма исходного тензора ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} ^{[n]}} }$ и всех тензоров, получаемых путем перестановки индексов его компонент аналогично (1.47) – (1.49).

Можно заметить, что если исходный тензор ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} ^{[n]}} }$ уже является симметричным, имеет место ${\displaystyle \mathrm {{\bigl \lfloor }\mathbf {A} ^{[n]}{\bigr \rfloor }=\mathbf {A} ^{[n]}} }$ .

Тензорная степень вектора. Бином и дифференциал тензорной степени вектора

Тензор ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} ^{[n]}} }$ произвольного ранга ${\displaystyle \mathrm {n} }$ может быть результатом кратного тензорного произведения одного и того же вектора ${\displaystyle \mathrm {\vec {a}} }$ :

1.51. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {A} ^{[n]}=\underbrace {{\vec {a}}\ {\vec {a}}...{\vec {a}}} _{n}} }$ .

Для краткости можно использовать символ тензорной степени вектора ( итерации вектора ):

1.52. ${\displaystyle \mathrm {\underbrace {{\vec {a}}\ {\vec {a}}...{\vec {a}}} _{n}={\vec {a}}^{\lceil n\rceil }} }$ .

Показатель тензорной степени нужно записывать в скобках ${\displaystyle \mathrm {\lceil n\rceil } }$ , чтобы не путать тензорный квадрат вектора:

1.53. ${\displaystyle \mathrm {{\vec {a}}^{\lceil 2\rceil }={\vec {a}}\ {\vec {a}}} }$

с принятым в векторном анализе обозначением квадрата вектора (квадрата модуля):

1.54. ${\displaystyle \mathrm {{\vec {a}}^{2}={\vec {a}}\cdot {\vec {a}}=|{\vec {a}}|^{2}=a^{2}} }$ .

Можно убедиться, что:

1.55. ${\displaystyle \mathrm {{\bigl \lfloor }{\vec {a}}^{\lceil n\rceil }{\bigr \rfloor }\equiv {\vec {a}}^{\lceil n\rceil }} }$ .

В алгебре скаляров существует запись для степени суммы скаляров ( бином Ньютона ):

1.56. ${\displaystyle \mathrm {{\bigl (}a+b{\bigr )}^{n}=\sum _{k=0}^{n}{n! \over k!(n-k)!}a^{n-k}b^{k}} }$ .

С использованием принятых здесь обозначений можно показать для тензорной степени суммы векторов:

1.57. ${\displaystyle \mathrm {{\bigl (}{\vec {a}}+{\vec {b}}{\bigr )}^{\lceil n\rceil }=\sum _{k=0}^{n}{n! \over k!(n-k)!}{\bigl \lfloor }{\vec {a}}^{\lceil n-k\rceil }{\vec {b}}^{\lceil k\rceil }{\bigr \rfloor }} }$ .

Для дифференциала степени скаляра известно, что:

1.58. ${\displaystyle \mathrm {d\ a^{n}=d(\underbrace {a\ a...a} _{n})=(\underbrace {d\ a(\underbrace {a\ a...a} _{n-1})+a\ d\ a(\underbrace {a\ a...a} _{n-2})+...} _{n})=n\ a^{\lceil n-1\rceil }d\ a} }$ .

Можно показать, что для дифференциала тензорной степени вектора:

1.59. ${\displaystyle \mathrm {d\ {\vec {a}}^{\lceil n\rceil }=d(\underbrace {{\vec {a}}\ {\vec {a}}...{\vec {a}}} _{n})=(\underbrace {d\ {\vec {a}}(\underbrace {{\vec {a}}\ {\vec {a}}...{\vec {a}}} _{n-1})+{\vec {a}}\ d\ {\vec {a}}(\underbrace {{\vec {a}}\ {\vec {a}}...{\vec {a}}} _{n-2})+...} _{n})=n\lfloor {\vec {a}}^{\lceil n-1\rceil }d\ {\vec {a}}\rfloor } }$ .

Кратное скалярное произведение

В операциях с тензорами часто встречается необходимость кратного скалярного произведения тензоров, для которого можно использовать следующую символику:

1.60. ${\displaystyle \mathrm {i_{m_{1}}...i_{m_{m}}{\overset {(k)}{\bullet }}i_{n_{1}}...i_{n_{n}}=i_{m_{1}}...i_{m_{m-k}}{\bigl (}i_{m_{m-k+1}}\cdot i_{n_{k}}{\bigr )}...{\bigl (}i_{m_{m}}\cdot i_{n_{1}}{\bigr )}i_{n_{k+1}}...i_{n_{n}}} }$ ,

то есть:

1.61. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {C} ^{[m+n-2k]}=\mathbf {A} ^{[m]}{\overset {(k)}{\bullet }}\mathbf {B} ^{[n]}\sum _{\begin{matrix}m_{1}...m_{m}\\\mathrm {n_{1}...n_{n}} \end{matrix}}A^{(m_{1}...m_{m})}B^{(n_{1}...n_{n})}i_{m_{1}}...i_{m_{m}}{\overset {(k)}{\bullet }}i_{n_{1}}...i_{n_{n}}} }$

и

1.62. ${\displaystyle \mathrm {C^{(m_{1}...m_{m+n-2k})}=\sum _{k_{1}...k_{k}}A^{(m_{1}...m_{m-k}k_{1}...k_{k})}B^{(k_{1}...k_{k}m_{m-k+1}...m_{m+n-2k})}} }$ .

Например, с использованием символа кратного скалярного произведения выражение (1.21) приобретает более компактную форму:

1.63. ${\displaystyle \mathrm {A^{(m_{1}...m_{m})}=i_{m_{m}}...i_{m_{1}}{\overset {(m)}{\bullet }}\mathbf {A} ^{[m]}=\mathbf {A} ^{[m]}{\overset {(m)}{\bullet }}i_{m_{m}}...i_{m_{1}}} }$

Уравнение движения. кинетический тензор и тензор вязких напряжений

Использование предложенной символики и правил позволяет записать уравнение движения в универсальной и компактной форме без привязки к конкретной системе координат:

1.64. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ {\vec {p}}^{(V)} \over \partial \ t}+\nabla \cdot \mathbf {\Pi } ={\delta \ {\vec {p}}^{(V)} \over \delta \ t}} }$

Аналогично, для развернутой формы записи кинетического тензора имеем:

1.65. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {\Pi } =\rho {\vec {V}}\ {\vec {V}}+\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \ P-{\boldsymbol {\sigma }}^{I}} }$

и для тензора вязких напряжений:

1.66. ${\displaystyle \mathrm {{\boldsymbol {\sigma }}^{I}=2\ \eta {\Biggl (}{\Bigl \lfloor }{\nabla V}{\Bigr \rfloor }-{{\boldsymbol {\delta }} \over 3}\nabla \cdot {\vec {V}}{\Biggr )}} }$ .

Следует отметить, что последнее выражение, так же как и выражение для кондуктивной составляющей плотности потока энергии (теплопроводность):

1.67. ${\displaystyle \mathrm {{\vec {q}}^{\kappa }=-\kappa \nabla T} }$

представляют собой приближенные формы, применимые только при описании относительно плотных средств, когда производными величин ${\displaystyle \mathrm {{\boldsymbol {\sigma }}^{I}} }$ и ${\displaystyle \mathrm {{\vec {q}}^{\kappa }} }$ по времени и координатам можно пренебречь по сравнению с их изменением в единицу времени в единице объема в результате столкновений.

Одним из часто встречающихся недоразумений, связанных с "урезанностью" (1.66) и (1.67) является представление о том, что причинам вязкого переноса импульса и теплопроводности являются переменность среднемассовой скорости и температуры в пространстве. Аналогично, в диффузионном приближении, когда производными среднемассовой скорости по времени и координатам можно пренебречь по сравнению с ее изменением в единицу времени в единице объема в результате столкновений, причиной течения называют переменность давления в пространстве.

На самом деле, с учетом отброшенных в обоих названных случаях слагаемых течение, теплопроводность, вязкий перенос импульса, переменность скорости, температуры и давления являются следствиями общей в каждом из названных случаев причины. Например: изменение среднемассовой скорости и давления – как следствия переменности сечения канала в реактивных системах.

Уравнения моментов функции распределения

Механические моменты и моменты функции распределения

Основные уравнения газодинамики представляют собой уравнения моментов функции распределения частиц по скоростям . Функция ${\displaystyle \mathrm {f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }})} }$

2.1. ${\displaystyle \mathrm {d^{2}N_{\alpha }=f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }})d^{3}r\ d^{3}\mathrm {v} } }$ ,

где

• ${\displaystyle \mathrm {d^{3}r} }$ – элемент объема в пространстве координат;
• ${\displaystyle \mathrm {d^{3}v} }$ – элемент объема в пространстве скоростей;
• ${\displaystyle \mathrm {d^{2}N_{\alpha }} }$ – количество частиц в элементе объема ${\displaystyle \mathrm {d^{3}r} }$ в пространстве координат и элементе объема ${\displaystyle \mathrm {d^{3}\mathrm {v} } }$ в пространстве скоростей.

Инструментом для отыскания функции ${\displaystyle \mathrm {f_{\alpha }({\vec {v}})} }$ является кинетическое уравнение :

2.2. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }}) \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\Bigl (}f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }}){\vec {\mathrm {v} }}{\Bigr )}+\nabla _{\mathrm {v} }\cdot {\Bigl (}f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }}){{\vec {F}}_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }}) \over m_{\alpha }}{\Bigr )}={\delta \ f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }}) \over \delta \ t}} }$ ,

где

• ${\displaystyle \mathrm {{\vec {F}}_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }})} }$ – сила, действующая на частицу сорта ${\displaystyle \alpha }$ , имеющую скорость ${\displaystyle \mathrm {\vec {v}} }$ ;
• ${\displaystyle \mathrm {\nabla _{\mathrm {v} }=i_{x}{\partial \over \partial \ \mathrm {v} _{x}}+i_{y}{\partial \over \partial \ \mathrm {v} _{y}}+i_{z}{\partial \over \partial \ \mathrm {v} _{z}}} }$ – оператор Гамильтона в пространстве скоростей;
• ${\displaystyle \mathrm {\delta \ f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }}) \over \delta \ t} }$ – интеграл столкновений – изменение ${\displaystyle \mathrm {f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }})} }$ в единицу времени в результате столкновений.

Основные механические характеристики частицы представляют собой моменты массы , где момент массы ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {m} _{\alpha }^{[n]}({\vec {\mathrm {v} }})} }$ порядка ${\displaystyle \mathrm {n} }$ определяется выражением:

2.3. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {m} _{\alpha }^{[n]}({\vec {\mathrm {v} }})=m_{\alpha }{\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil n\rceil }} }$ .

Например:

• момент массы 0-го порядка ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {m} _{\alpha }^{[n]}({\vec {\mathrm {v} }})=m_{\alpha }{\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil n\rceil }} }$ представляет собой просто массу частицы;
• момент массы 1-го порядка ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {m} _{\alpha }^{[1]}({\vec {\mathrm {v} }})=m_{\alpha }{\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil 1\rceil }={m}_{\alpha }{\vec {\mathrm {v} }}} }$ представляет собой импульс частицы;
• момент массы 2-го порядка ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {m} _{\alpha }^{[2]}({\vec {\mathrm {v} }})=m_{\alpha }{\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil 2\rceil }={m}_{\alpha }{\vec {\mathrm {v} }}\ {\vec {\mathrm {v} }}} }$ представляет собой тензор 2-го ранга, не имеющий специального названия, но половина следа которого ${\displaystyle \mathrm {{1 \over 2}Tr{\bigl (}\mathbf {m} _{\alpha }^{[2]}({\vec {\mathrm {v} }}){\bigr )}={1 \over 2}m_{\alpha }\mathrm {v} ^{2}} }$ есть кинетическая энергия частицы,

Основные газодинамические параметры представляют собой моменты функции распределения :

2.4. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {M} _{\alpha }^{[n]}=n_{\alpha }\mathbf {m} _{\alpha }^{[n]}({\vec {\mathrm {v} }})=\textstyle \int \mathbf {m} _{\alpha }^{[n]}({\vec {\mathrm {v} }})f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }})d^{3}\mathrm {v} =m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil n\rceil }\rangle } }$ ,

где

• ${\displaystyle \mathrm {n_{\alpha }} }$ – концентрация (количество частиц в единице объема);
• ${\displaystyle \langle \ \ \rangle }$ – символ осреднения по скоростям.

Например:

• момент 0-го порядка ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {M} _{\alpha }^{[0]}=m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil 0\rceil }\rangle =m_{\alpha }n_{\alpha }=\rho _{\alpha }} }$ представляет собой плотность массы (массу единицы объема);
• момент 1-го порядка ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {M} _{\alpha }^{[1]}=m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil 1\rceil }\rangle =m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {\mathrm {v} }}\rangle ={\vec {p}}_{\alpha }^{(V)}} }$ представляет собой плотность импульса (количество импульса в единице объема), количественно равную плотности потока массы (количеству массы, в единицу времени переносимое через единицу поверхности);
• момент 2-го порядка ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {M} _{\alpha }^{[2]}=m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil 2\rceil }\rangle =m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {\mathrm {v} }}\ {\vec {\mathrm {v} }}\rangle =\mathbf {\Pi } _{\alpha }} }$ представляет собой плотность потока импульса ( кинетический тензор , количество импульса, в единицу времени переносимое через единицу поверхности), половина следа которого ${\displaystyle \mathrm {{1 \over 2}\mathbf {\boldsymbol {\delta }} {\overset {(2)}{\bullet }}\mathbf {M} _{\alpha }^{[2]}=\varepsilon _{\alpha }^{V}} }$ есть плотность энергии (количество энергии в единице объема);
• момент 3-го порядка ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {M} _{\alpha }^{[3]}=m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {\mathrm {v} }}^{\lceil 3\rceil }\rangle =m_{\alpha }n_{\alpha }\langle {\vec {v}}\ {\vec {v}}\ {\vec {v}}\rangle =\mathbf {Q} _{\alpha }} }$ представляет собой тензор 3-го ранга, не имеющий специального названия, но половина вектор-следа которого ${\displaystyle \mathrm {{1 \over 2}\mathbf {\boldsymbol {\delta }} {\overset {(2)}{\bullet }}\mathbf {M} _{\alpha }^{[3]}={\vec {q}}_{\alpha }} }$ равна плотности потока энергии (количеству энергии, в единицу времени переносимое через единицу поверхности).

приведено в R. Fitzpatrick , но для моментов, отнесенных к единице массы, и с записью только для следа-вектора момента третьего порядка ${\displaystyle \mathbf {Q} _{\alpha }}$ .

Уравнения моментов функции распределения

Уравнение момента ${\displaystyle \mathrm {n} }$ -го порядка функции распределения частиц по скоростям может быть получено умножением всех слагаемых кинетического уравнения (2.2) на момент массы ${\displaystyle \mathrm {n} }$ -го порядка с последующим интегрированием всех слагаемых по всем значениям скорости.

В результате в применении к заряженной компоненте газа возникает уравнение следующего общего вида:

2.5. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {M} _{\alpha }^{[n]} \over \partial \ t}+\nabla \cdot \mathbf {M} _{\alpha }^{[n+1]}-n{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {M} _{\alpha }^{[n]}\times {\vec {B}}+\mathbf {M} _{\alpha }^{[n-1]}{\vec {E}}{\bigr \rfloor }={\delta \ \mathbf {M} _{\alpha }^{[n]} \over \delta \ t}} }$ ,

где ${\displaystyle \mathrm {\delta \ \mathbf {M} _{\alpha }^{[n]} \over \delta \ t} }$ – изменение момента   в единицу времени в результате столкновений:

2.6. ${\displaystyle \mathrm {{\delta \ \mathbf {M} _{\alpha }^{[n]} \over \delta \ t}={\textstyle \int }\mathbf {m} _{\alpha }^{[n]}({\vec {\mathrm {v} }}){\delta \ f_{\alpha }({\vec {\mathrm {v} }}) \over \delta \ t}d^{3}\mathrm {v} } }$ .

В зависимости от порядка ${\displaystyle n}$ можно записать следующие случаи для уравнения (2.5):

• при ${\displaystyle \mathrm {n} }$ =0 – уравнение непрерывности :

2.7. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \rho _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\vec {p}}_{\alpha }^{(V)}={\delta \ \rho _{\alpha } \over \delta \ t}} }$ ;

• при ${\displaystyle \mathrm {n} }$ =1 – уравнение движен ия:

2.8. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ {\vec {p}}_{\alpha }^{(V)} \over \partial \ t}+\nabla \cdot \mathbf {\Pi } _{\alpha }-{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl (}{\vec {p}}_{\alpha }^{(V)}\times {\vec {B}}+\rho _{\alpha }{\vec {E}}{\bigr )}={\delta \ {\vec {p}}_{\alpha }^{(V)} \over \delta \ t}} }$ ;

• при ${\displaystyle \mathrm {n} }$ =2 – уравнение потока импульса :

2.9. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {\Pi } _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot \mathbf {Q} _{\alpha }-2{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {\Pi } _{\alpha }\times {\vec {B}}+{\vec {p}}_{\alpha }^{(V)}{\vec {E}}{\bigr \rfloor }={\delta \ \mathbf {\Pi } _{\alpha } \over \delta \ t}} }$ ;

• при ${\displaystyle \mathrm {n} }$ =3 – уравнение моменте третьего порядка :

2.10. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {Q} _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot \mathbf {M} _{\alpha }^{[4]}-3{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {Q} _{\alpha }\times {\vec {B}}+\mathbf {\Pi } _{\alpha }{\vec {E}}{\bigr \rfloor }={\delta \ \mathbf {Q} _{\alpha } \over \delta \ t}} }$ .

Незамкнутость системы уравнений моментов функции распределения. Уравнения статических моментов

На основе анализа уравнений (2.5) – (2.10) можно заметить, что система уравнений моментов функции распределения является принципиально незамкнутой – при записи уравнения для очередного неизвестного момента ${\displaystyle \mathrm {n} }$ -го порядка, во втором слагаемом левой части возникает дивергенция момента порядка ${\displaystyle \mathrm {n+1} }$ .

В любом описании система уравнений газодинамики замыкается приближенно с использованием предположений того или иного уровня точности.

Оставляя пока открытым вопрос о незамкнутости системы уравнений моментов функции распределения, можно показать возможность ее иного представления с использованием записей статических моментов .

Сопутствующей системой координат называют инерциальную систему отсчета, в которой в данный момент в данной точке среднемассовая скорость компоненты равна нулю. Скорость частицы в сопутствующей системе  (хаотическая скорость) может быть представлена так:

2.11. ${\displaystyle {\vec {v}}\mathrm {={\vec {\mathrm {v} }}-{\vec {V}}_{\alpha }} }$ .

При этом в соответствии с определением среднемассовой скорости ${\displaystyle \mathrm {{\vec {V}}_{\alpha }=\langle {\vec {\mathrm {v} }}\rangle } }$ имеем:

2.12. ${\displaystyle \langle {\vec {v}}\rangle \equiv 0}$ .

Таким образом, первый момент  (плотность потока частиц, плотность импульса) в сопутствующей системе равен нулю по определению.

Моменты функции распределения в сопутствующей системе называются статическими моментами и  могут находиться подстановкой ${\displaystyle {\vec {v}}}$ вместо ${\displaystyle {\vec {\mathrm {v} }}}$ в выражения для моментов функции распределения:

2.13. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {P} _{\alpha }=m_{\alpha }n_{\alpha }} \langle {\vec {v}}\ {\vec {v}}\rangle }$ ,

2.14. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {G} _{\alpha }=m_{\alpha }n_{\alpha }} \langle {\vec {v}}\ {\vec {v}}\ {\vec {v}}\rangle }$ ,

2.15. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {W} _{\alpha }=m_{\alpha }n_{\alpha }} \langle {\vec {v}}\ {\vec {v}}\ {\vec {v}}\ {\vec {v}}\rangle }$ ,

где

• ${\displaystyle \mathbf {P} _{\alpha }}$ – тензор давления компоненты, равный кинетическому тензору ${\displaystyle \mathbf {\Pi } _{\alpha }}$ в сопутствующей системе координат;
• ${\displaystyle \mathbf {G} _{\alpha }}$ – третий статический момент, равный третьему моменту ${\displaystyle \mathbf {Q} _{\alpha }}$ в сопутствующей системе координат;
• ${\displaystyle \mathbf {W} _{\alpha }}$ – четвертый статический момент, равный четвертому моменту ${\displaystyle \mathbf {M} _{\alpha }^{[4]}}$ в сопутствующей системе координат.

Тензор ${\displaystyle \mathbf {G} _{\alpha }}$ можно условно называть потоком давления .

Можно показать следующие связи между величинами полных и статических моментов:

2.16. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {\Pi } _{\alpha }=\rho _{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }+\mathbf {P} _{\alpha }} }$ ,

2.17. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {Q} _{\alpha }=\rho _{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }+3{\bigl \lfloor }{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {P} _{\alpha }{\bigr \rfloor }+\mathbf {G} _{\alpha }} }$ ,

2.18. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {M} _{\alpha }^{[4]}=\rho _{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }+6{\bigl \lfloor }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {P} _{\alpha }{\bigr \rfloor }+4{\bigl \lfloor }{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {G} _{\alpha }{\bigr \rfloor }+\mathbf {W} _{\alpha }} }$ .

При этом вместо уравнений потока импульса (2.9) и третьего момента (2.10) можно использовать уравнение давления :

2.19. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {P} _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\bigl (}{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {P} _{\alpha }+\mathbf {G} _{\alpha }{\bigr )}-2{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {P} _{\alpha }\times {\vec {B}}{\bigr \rfloor }+2{\bigl \lfloor }\mathbf {P} _{\alpha }\nabla {\vec {V}}_{\alpha }{\bigr \rfloor }={\delta \ \mathbf {P} _{\alpha } \over \delta \ t}} }$

и уравнение потока давления :

2.20. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {G} _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\bigl (}{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {G} _{\alpha }+\mathbf {W} _{\alpha }{\bigr )}-3{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {G} _{\alpha }\times {\vec {B}}{\bigr \rfloor }+3{\biggl \lfloor }\mathbf {G} _{\alpha }\nabla {\vec {V}}_{\alpha }-{\mathbf {P} _{\alpha }\nabla \cdot \mathbf {P} _{\alpha } \over \rho _{\alpha }}{\biggr \rfloor }={\delta \ \mathbf {G} _{\alpha } \over \delta \ t}} }$ ,

где ${\displaystyle \mathrm {\delta \ \mathbf {P} _{\alpha } \over \delta \ t} }$ и ${\displaystyle \mathrm {\delta \ \mathbf {G} _{\alpha } \over \delta \ t} }$ – изменения ${\displaystyle \mathbf {P} _{\alpha }}$ и ${\displaystyle \mathbf {G} _{\alpha }}$ в единицу времени в результате столкновений, равные:

2.21. ${\displaystyle {\delta \mathbf {P} _{\alpha } \over \delta t}={\delta \mathbf {\Pi } _{\alpha } \over \delta t}-2{\biggl \lfloor }{\vec {V}}_{\alpha }{\delta {\vec {p}}_{\alpha }^{(V)} \over \delta t}{\biggr \rfloor }+{\vec {V}}_{\alpha }{\delta \rho _{\alpha } \over \delta t}}$

2.22. ${\displaystyle \mathrm {{\delta \ \mathbf {G} _{\alpha } \over \delta \ t}={\delta \ \mathbf {Q} _{\alpha } \over \delta \ t}-3{\Biggl \lfloor }{\vec {V}}_{\alpha }{\delta \ \mathbf {\Pi } _{\alpha } \over \delta \ t}+{\mathbf {P} _{\alpha }-{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {p}}_{\alpha }^{(V)} \over \rho _{\alpha }}{\biggl (}{\delta \ {\vec {p}}_{\alpha }^{(V)} \over \delta \ t}-{\vec {V}}_{\alpha }{\delta \ \rho _{\alpha } \over \delta \ t}{\biggr )}{\Biggr \rfloor }} }$ .

Можно заметить, что половина следа тензора ${\displaystyle \mathbf {G} _{\alpha }}$ представляет собой кондуктивную составляющую плотности потока энергии:

2.23. ${\displaystyle \mathrm {{1 \over 2}\mathbf {\boldsymbol {\delta }} {\overset {(2)}{\bullet }}\mathbf {G} _{\alpha }={\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }} }$ .

Следует также отметить, что понятие тензора вязких напряжений является реликтом , связанным с попыткой представления единичного объема газа как материального тела, изменение импульса которого происходит в результате действия неких сил.

На самом деле все три слагаемые в (1.65) соответствуют переносу импульса вместе с частицами , а не результата обмена импульсами (действия сил). Поэтому предпочтительным является представление кинетического тензора в виде (2.16) или в виде:

2.24. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {\Pi } _{\alpha }=\rho _{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {V}}_{\alpha }+\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \ P_{\alpha }+\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }} }$ ,

где ${\displaystyle \mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }}$ – тензор вязкости, равный:

2.25. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }=\mathbf {P} _{\alpha }-\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \ P_{\alpha }=-{\boldsymbol {\sigma }}^{I}} }$ .

Поток вектора в математике и физике принято считать положительным, если он направлен наружу из выделенного объема, а силу в физике - положительной, если она направлена внутрь. Этим и объясняется разница в знаках ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }=-{\boldsymbol {\sigma }}^{I}} }$ между тензором вязкости (как составляющей плотности потока импульса вместе с молекулами и тензором вязких напряжений как "силой", действующей на объем.

Уравнение вида (2.19) приведено, например в книге Б. Росси и С. Ольберта " " , но в форме уравнения для компоненты тензора давления, а не в нашем компактном виде и без каких-либо рекомендаций о способах отыскания тензора ${\displaystyle \mathbf {G} _{\alpha }}$ .

Приближение третьего ранга

Как уже сказано, система уравнений моментов функции распределения принципиально незамкнута. Замыкание достигается приближенно в зависимости от степени анизотропии функции распределения в сопутствующей системе координат, которую считают необходимым учесть в конкретной решаемой задаче.

Уравнения (2.7), (2.8), (2.19) - (2.22) содержат тензоры от 0-го до 3-го ранга, необходимые для расчета характеристик устройства с учетом, в том числе и диссипативного переноса импульса и энергии. Проблему представляет тензор 4-го ранга ${\displaystyle \mathbf {W} _{\alpha }}$ . При этом, моменты четных рангов не равны нулю даже при изотропном по ${\displaystyle {\vec {v}}}$ распределении.

Например, при максвелловском распределении имеет место равенство:

2.26. ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {W} _{\alpha }=3{\bigl \lfloor }\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \mathbf {\boldsymbol {\delta }} {\bigr \rfloor }{P_{\alpha }P_{\alpha } \over \rho _{\alpha }}} }$ .

В работе предложено следующее приближенное обобщение зависимости (2.26):

2.27. ${\displaystyle \mathbf {W} _{\alpha }=3{{\bigl \lfloor }\mathbf {P} _{\alpha }\mathbf {P} _{\alpha }{\bigr \rfloor } \over \rho _{\alpha }}}$ .

В таком представлении уравнение (2.20) приобретает вид

2.28. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {G} _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\bigl (}{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {G} _{\alpha }{\bigr )}-3{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {G} _{\alpha }\times {\vec {B}}{\bigr \rfloor }+3{\bigl \lfloor }\mathbf {G} _{\alpha }\nabla {\vec {V}}_{\alpha }{\bigr \rfloor }+3{\biggl \lfloor }\mathbf {P} _{\alpha }\cdot \nabla {\biggl (}{\mathbf {P} _{\alpha } \over \rho _{\alpha }}{\biggr )}{\biggr \rfloor }={\delta \ \mathbf {G} _{\alpha } \over \delta \ t}} }$ ,

то есть не содержит уже новых неизвестных, что позволяет приближенно замкнуть систему на уровне моментов от 0-го до 3-го ранга.

Найдя след каждого слагаемого в (2.19) можно показать для скаляра давления ${\displaystyle \mathrm {P_{\alpha }={1 \over 3}\mathbf {\boldsymbol {\delta }} {\overset {(2)}{\bullet }}\mathbf {P} _{\alpha }} }$ :

2.29. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ P_{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\bigl (}{\vec {V}}_{\alpha }P_{\alpha }+{2 \over 3}{\vec {G}}_{\alpha }{\bigr )}+{2 \over 3}{\bigl \lfloor }P_{\alpha }\nabla \cdot {\vec {V}}_{\alpha }+(\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }\cdot \nabla )\cdot {\vec {V}}_{\alpha }{\bigr \rfloor }={\delta \ P_{\alpha } \over \delta \ t}} }$ .

С учетом (2.19), (2.29) для тензора вязкости можно записать:

2.30. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\biggl (}{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }+\mathbf {G} _{\alpha }-{\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \over 3}{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }{\biggr )}-2{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }\times {\vec {B}}{\bigr \rfloor }+2P_{\alpha }{\biggl (}{\bigl \lfloor }\nabla {\vec {V}}_{\alpha }{\bigr \rfloor }-{\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \over 3}\nabla \cdot {\vec {V}}_{\alpha }{\biggr )}={\delta \ \mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha } \over \delta \ t}} }$ .

Найдя след каждого слагаемого в (2.28) с учетом (2.23) и подставляя ${\displaystyle \mathrm {\mathbf {P} _{\alpha }=\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \ P_{\alpha }} }$ (как при максвелловском распределении ) можно показать для теплопроводности:

2.31. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ {\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\bigl (}{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }{\bigr )}+{3 \over 2}{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }\cdot \nabla {\vec {V}}_{\alpha }-{3 \over 2}{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }\times {\vec {B}}{\bigr \rfloor }+{5 \over 2}{P_{\alpha }k \over \rho _{\alpha }}\nabla T_{\alpha }={\delta \ {\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa } \over \delta \ t}} }$ .

Для однородного газа правые части (2.30) и (2.31) могут быть представлены так :

2.32. ${\displaystyle \mathrm {{\delta \ \mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha } \over \delta \ t}=-{3 \over 2}{\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha } \over \tau _{\alpha \alpha }^{d}}} }$ ,

2.33. ${\displaystyle \mathrm {{\delta \ {\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa } \over \delta \ t}=-{{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa } \over \tau _{\alpha \alpha }^{d}}} }$ ,

где ${\displaystyle \mathrm {\tau _{\alpha \alpha }^{d}} }$ – эффективное время передачи давления .

Подстановка (2.32), (2.33) в (2.30) и (2.31) дает для однородного газа:

2.34. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ \mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\biggl (}{\vec {V}}_{\alpha }\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }+\mathbf {G} _{\alpha }-{\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \over 3}{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }{\biggr )}-2{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha }\times {\vec {B}}{\bigr \rfloor }+2P_{\alpha }{\biggl (}{\bigl \lfloor }\nabla {\vec {V}}_{\alpha }{\bigr \rfloor }-{\mathbf {\boldsymbol {\delta }} \over 3}\nabla \cdot {\vec {V}}_{\alpha }{\biggr )}=-{3 \over 2}{\mathbf {\boldsymbol {\pi }} _{\alpha } \over \tau _{\alpha \alpha }^{d}}} }$ ,

2.35. ${\displaystyle \mathrm {{\partial \ {\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa } \over \partial \ t}+\nabla \cdot {\bigl (}{\vec {V}}_{\alpha }{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }{\bigr )}+{3 \over 2}{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }\cdot \nabla {\vec {V}}_{\alpha }-{3 \over 2}{q_{\alpha } \over m_{\alpha }}{\bigl \lfloor }{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa }\times {\vec {B}}{\bigr \rfloor }+{5 \over 2}{P_{\alpha }k \over \rho _{\alpha }}\nabla T_{\alpha }=-{{\vec {q}}_{\alpha }^{\kappa } \over \tau _{\alpha \alpha }^{d}}} }$ .

Граничные условия и характеристики столкновений

Можно заметить, что "классические" выражения для вязкости и теплопроводности можно получить из (2.34) и (2.35), оставляя в левых частях только последние слагаемые. Однако в разреженных газах, где роль столкновений в объеме мала, нельзя пренебрегать слагаемыми, связанными с изменением диссипативных характеристик в пространстве и во времени. В отличие от "классических" полные записи являются дифференциальными по искомым параметрам, а значит для их решения необходимы граничные условия.

Названные условия должны отражать факторы изотропии или анизотропии в процессах на границе газа (или плазмы).

Например, на границе плазмы с поверхностью или окружающей нейтральной средой существует пространственный слой заряда ( ленгмюовский слой ), по своей природе неоднородный и нестационарный . Отражение электронов от потенциального барьера в этом слое не является зеркальным - происходит релаксация импульса и трансформация моментов функции распределения высоких рангов.

Вопрос формулировки граничных условий с учетом названного процесса решался в работах .

Актуальным остается вопрос о записи правых частей для уравнений моментов порядка выше 1 с учетом упругих и неупругих столкновений в объеме.

См. также

• Физическая кинетика
• Статистическая физика
• Физика плазмы

Литература

• Речкалов В.Г. : Учебное пособие для вузов [текст]/ В.Г. Речкалов. – Челябинск: ИИУМЦ "Образование", 2008. – 140 с.

Примечания