粘性可壓縮

A. 為什麼粘性土壓縮效果顯著，砂土壓縮效果不明顯

砂土的質地為砂，石字旁，質地堅硬，多有稜角，一堆砂土顆粒被壓縮時，它們只是靠近，因為各自有稜角的原因，並不能造成有效的空間插入，所以，整體體積在壓縮後，並沒有減少多少。
粘性土壤，顆粒細密，親水基團較多，少有稜角。所以被壓縮的時候，緊密靠在一起。

B. 粘性的粘性的表徵

粘性的大小用粘性系數（即粘度） 來表示。牛頓粘性定律（見牛頓流體）指出，在純剪切流動中，流體兩層間的剪應力 可以表示為：
，
式中 為沿y方向（與流體速度方向垂直）的速度梯度，又稱剪切變形速率； 為比例常數，即粘性系數，它等於速度梯度為一個單位時，流體在單位面積上受到的切向力數值。
在通常採用的厘米·克·秒制中，粘性系數的單位是泊（Poise）。
國際單位制用帕·秒（1泊=1達因·秒/厘米2=10-1帕·秒），它的量綱為ML-1T-1。對於多數流體，常用的單位是厘泊（10-3帕·秒）。 粘性系數 顯著地依賴於溫度，但很少隨壓力發生變化，它與溫度的關系對於液體和氣體來說是截然不同的。對於液體來說，隨著溫度升高，粘性系數 下降；對於氣體而言，隨著溫度升高，粘性系數隨之上升。
對於氣體，粘性系數M和溫度T的關系可表為薩瑟蘭公式：
式中B≈110.4開； 為參考溫度和參考粘性系數。此式在相當大的范圍內（T<2000開）對空氣是適用的。但由於上式較復雜，在實用上多採用冪次公式：

來近似真實的粘性關系。冪次n的變化范圍是1/2≤n≤1，它依賴於氣體的性質和所考慮的溫度范圍。在高溫時，例如3000開以上，n可近似地取為1/2;在低溫時可取為1。對於空氣而言，在90開<T<300開的溫度范圍內，可採用公式：

它與薩瑟蘭公式的誤差不過5%。
對水而言，粘性系數和溫度的關系可近似地寫成：
（泊）。
對於一般的流體運動，假設：①運動流體的應力張量在運動停止後應趨於靜止流體的應力張量；②偏應力張量 的各分量是局部速度梯度張量 各分量的線性齊次函數；③流體是各向同性的，由此可導出廣義牛頓粘性定律（見牛頓流體）：
式中， 、 分別為應力張量和變形速率張量；p壓力函數； 為克羅內克符號； 為粘性系數； 為第二粘性系數，亦稱膨脹粘性系數。對於不可壓縮流體，由於 ， 自動不出現，廣義牛頓定律中只有一個粘性系數 。對於可壓縮流體，一般也和胡克彈性體（見胡克定律）一樣有兩個粘性 及 。是量度由於流體的膨脹或收縮引起的內耗功大小的粘性系數。除了高溫和高頻聲波這些極端情形外，對一般情形的氣體運動可近似地認為 。這個在分子運動論里得到證明的事實。當年只是斯托克斯提出的一個假設。

C. 粘性流體的粘性流體與理想流體

由於流體中存在著粘性，流體的一部分機械能將不可逆地轉化為熱能，並使流體流動出現許多復雜現象，例如邊界層效應、摩阻效應、非牛頓流動效應等。自然界中各種真實流體都是粘性流體。有些流體粘性很小（例如水、空氣），有些則很大（例如甘油、油漆、蜂蜜）。當流體粘度很小而相對滑動速度又不大時，粘性應力是很小的。即可看成理想流體。理想流體一般也不存在熱傳導和擴散效血。實際上，理想流體在自然界中是不存在的，它只是真實流體的一種近似。但是，在分析和研究許多流體流動時，採用理想流體模型能使流動問題簡化，又不會失去流動的主要特性並能相當准確地反映客觀實際流動，所以這種模型具有重要的使用價值。
理想流體和完全氣體是完全不同的概念，前者指流體沒有粘性，後者指氣體有完全的可壓縮性，（見邊界層，流體阻力，非牛頓流體力學）

D. 流體都有哪些特性

流體它具有易流動性，可壓縮性，黏性。由大量的、不斷地作熱運動而且無固定平衡位置的分子構成的流體，都有一定的可壓縮性，液體可壓縮性很小，而氣體的可壓縮性較大，在流體的形狀改變時，流體各層之間也存在一定的運動阻力（即粘滯性）。

當流體的粘滯性和可壓縮性很小時，可近似看作是理想流體，它是人們為研究流體的運動和狀態而引入的一個理想模型。

(4)粘性可壓縮擴展閱讀：

根據流體粘性的差別，可將流體分為兩大類，即理想流體和實際流體。

自然界中存在的流體都具有粘性，統稱為粘性流體或實際流體。對於完全沒有粘性的流體稱為理想流體。這種流體僅是一種假想，實際並不存在。但是，引進理想流體的概念是有實際意義的。因為，粘性的問題十分復雜，影響因素很多，這對研究實際流體的帶來很大的困難。

因此，常常先把問題簡化為不考慮粘性因素的理想流體，找出規律後再考慮粘性的影響進行修正。這種修正，常常由於理論分析不能完全解決而藉助於試驗研究的手段。另外，在很多實際問題中粘滯性並不起主要作用。因此，把實際流體在一定條件下，可當作理想流體處理，這樣既抓住了主要矛盾又使問題大大地簡化。

E. 從MAXWELL戲論的建立到相對論誕生這一段物理學發展史

一 愛因斯坦和Maxwell的足跡 現在關心相對論的發展的人越來越多了.當我們站在偉大的相對論奠基者建立的豐富和優美的理論基礎上的時候不能不回顧歷史,發掘他們的足跡.首先讓人想起的是麥克斯韋爾在結合法拉第的電力線理論和流體力學的場理論以及亥姆赫茲漩渦理論中作的優美描述.原來這些描述都是在無粘流動中建立的. 然而流體方程組和Maxwell組的相似關系一直缺少一個對應方程組,就是引入了粘性也是如此,藉助於引入了非牛頓粘性流體的鬆弛效應,可以補充上這個對應關系,從而使得不可壓的Ns方程和Maxwell方程對應了起來.這就引起了利用粘性可壓縮流體方程會對Mexwell方程更進一步的非線性化的興趣. 可以先從速勢流動開始,研究空氣動力學的可壓縮波動方程的種種變換,找出一種擬洛倫茲時空變換使它變為不可壓流的波動方程.這就說明了在聲學波動方程的數學描述上來看, 可壓縮流和不可壓縮流加上擬洛倫茲變換只不過是相同客體的不同數學表達. 為了探討電磁場和引力場可能存在的介質規律.對於無粘可壓縮流動,我們還可以藉助卡門錢學森在空氣動力學中應用的切線虛擬氣體法,得出了質能關系類似的規律.雖然對於可壓縮粘性流體和電磁場方程的相同數學結構,還缺少明了的結果,但是美國宇航工程師paul在AIAAPeper上所發表的平行的的表達,卻給與了希望討論.即這種重新表達的力和漩渦的關系有可能能夠對引力場的研究以及對maxwell方程組的強非線性化帶來生機.下面講分五節來敘述這個想法.希望網上各路英雄鼎立相助 熟知的事實是牛頓流體框架內已經有三個Maxwell方程和流體力學方程相似, 電動力學基本方程組是： div (εE) = ρ ...<1> d(εE)/ d(t) = rot H +γ E ....<2> d(μ H)/d(t) = -rot E .<3> div (μ H) = 0 ..<4> 其中代表偏微分,div和rot,是散度和旋度,E是電場強度，H 是磁場強度，μ是磁導率， ε是電介常數，γ是電導率。 下面讓我們在連續介質力學領域里尋找和它相類似的方程.由於電動力學方程組創始人Maxwell在建立他之初,就利用了流體力學的亥姆霍茲定律和法拉第的電力線理論,所以上面的方程1,2,4自然在流體力學方程組中有它的對應表達形式: 對Maxwell方程組的1）式來說,在連續介質力學的類似表達,可以用渦的散度為零來對應: div ω = 0..<5> 其中ω是介質流場速度的旋度，ω=rot（V）。 對Maxwell方程組的4式可以類比重力場的守恆法則得到 div F = αρ..<6> 其中F是加速度，α是和萬有引力有關的系數，ρ是質量密度。 對Maxwell方程組的2式對應表達,，需要一個渦的變化也能產生力的旋度的表達形式，亥姆霍茲定律正是這樣一個關系，對黏性流體可以通過考慮柯羅柯- 蘭姆(Chrocco,lamb) 形式的動量方程把亥姆霍茲定律寫成更一般的形式，利用牛頓流體動量方程的柯羅柯_蘭姆形式可以對該方程兩邊取旋度,我們可以把所有實際是壓力,離心力和粘性力對應的量合起來稱為合力F2。於是也可以得到和電磁場類似的公式： d(ω)/d(t) =rot{ F2} 其中F2={F-1/ρ grad P-(ω X V)+{1/ρ div {2 μ [ε]}}} 這樣電動力學一共四個方程,我們已經找到了其中的三個在流體力學中的對應形式.

希望採納

F. 流體的黏性對流體流動有什麼作用

流體的黏性會增加流體流動的阻力。

流體具有易流動性，可壓縮性，黏性。由大量的、不斷地作熱運動而且無固定平衡位置的分子構成的流體，都有一定的可壓縮性，而氣體的可壓縮性較大，在流體的形狀改變時，流體各層之間也存在一定的運動阻力（即粘滯性）。

實際流體的這種粘性作用一般僅限於壁面附近的流體層，稱為邊界層。邊界層理論是粘性流體流動的基本理論。

作為一種假設，將無粘性的流體稱為理想流體。當粘性流體繞過物體表面流動時，通常把距離該物體表面相當遠處，無速度梯度的流體視為理想流體。

(6)粘性可壓縮擴展閱讀

流動類型粘性流體的運動可按各種不同方法來分類。按流動與時間的關系來分，流動速度及有關物理量都不隨時間變化的流動稱為定態流動，反之稱為非定態流動。

按流動與空間的關系來分，如流動速度及有關物理量只是一維空間的變數，這種流動稱為一維流動；如是兩維或三維空間的變數，則流動分別稱為二維流動或三維流動。

當流體沿固體壁面流動時，按流體和壁面的相對關系，常將流動分為外部問題和內部問題。所謂外部問題，系指流體繞過置於無限流體中的物體，或者物體在無界流體中的運動，稱為繞流，如空氣繞過換熱管的流動或顆粒在氣流中的沉降。

而內部問題，則指流體處於有限固體壁面所限制的空間內的流動，稱為管流，如各種管道內的流體流動。不受壁面限制的流動為自由流動。常指流體自小孔流出的射流，流體繞過物體後形成的尾流等。按流動的內在結構，流動分為層流和湍流。

在這兩種狀態下，動量傳遞機理是互不相同的。湍流中的動量傳遞雖然包括分子動量傳遞，但主要為由流體微團的脈動運動所引起的渦流動量傳遞，層流中的動量傳遞則由分子運動所引起。這兩種狀態下的流動特性是有顯著差異的。

按流動流體的相數，流動分為單相流和兩相流（或多相流）。化工中最常見的兩相流是分散在連續相液體中的液滴或氣泡，以及液膜與相鄰氣相所組成的兩相系統。

G. 是否考慮粘性，可將液流分為什麼

（1）有液態碘，碘在到113.5攝氏度到184.4攝氏度時為液態，但碘在常溫下極易升華，固在常溫下常壓下只易存在氣態和固態
（2） 根據物理學三相變化交點的理論，要想做出液態碘，需要很好的控制溫度，壓力兩個要素，在一定條件下是可以辦到的
（3)固體有表面性，也就是它的表面可以吸附；常溫下無流動性；不可壓縮性。受熱的作用時只能形成熱傳導而不能形成熱對流。
液體和氣體有著與固體不同的特徵，最主要的特徵是液體和氣體具有流動性。大量事實表明，對液體施加與其表面平行的切向力，無論這個力多麼微小，液體都會發生切向的運動。液體沒有固定的形狀，各種液體的形狀均由盛放液體容器的形狀決定。如果把液體倒入長方形容器內，液體的形狀為長方形；如果把液體倒人圓柱形的筒內，液體則呈現為圓柱形。液體的形狀不固定，但其體積基本不變。氣體的流動性比液體的流動性更大。氣體也沒有一定形狀，它的形狀與盛放氣體的容器的形狀相同。與液體不同的是，氣體的體積也是不固定的，它總是充滿整個盛放它的容器，體積等於容器的容積。由於液體和氣體都具有明顯的流動性，所以將它們稱為流體。
除掉易流性外，液體和氣體的特徵還有粘性和壓縮性。研究各種液體和氣體（下面簡稱為流體）的運動時，都必須考慮它們的易流性。若研究流體在某些條件下的運動情況，有時還需要考慮它們的粘性和壓縮性。
流體的粘性指流體具有阻礙兩層流體間相對運動和阻礙發生形變的性質。在流體內部，如果相鄰兩層流體之間出現了相對運動，就存在與接觸面平行的切向作用力。這種切向作用力使兩層流體的速度發生變化，結果是速度快的那層流體速度變慢、速度慢的那層流體速度變快。不同流體的粘性不同。流體粘性的大小，與流體的種類、溫度的高低有關。例如，瀝青、植物油、水這三種液體，在相同的溫度下，瀝青的粘度最大、水的粘度最小。當溫度升高時，瀝青、植物油的粘度明顯減小。與液體相比，氣體的粘度比較小。在流體運動時，需要考慮流體的粘度。當流體靜止時，可以不考慮流體的粘度。
流體的壓縮性指流體的體積在外力作用下可以改變的性質。應當清楚，所有的流體都具有壓縮性，只是壓縮性的大小不一樣。液體的壓縮性比較小，進行粗略討論時，可以認為液體是不能被壓縮的。氣體的壓縮性比液體明顯。通常情況下，氣體受到不十分大的外力時，它的體積會發生明顯的變化。
易流性、粘性和壓縮性，是流體與非流體的主要差異。從理論上講，在研究有關流體問題時，應當考慮流體的這些特點。但在研究許多實際問題時，特別是進行粗略研究時，往往抓住問題的主要方面，提出一些理想模型或簡化模型。例如，研究液體靜力學時，就不考慮液體的粘性和可壓縮性，把液體看作是不可壓縮、沒有粘性、易於流動的理想流體。

H. 納維斯托克斯方程

Navier Stokes（納維葉－斯托克斯）方程是流體力學中描述粘性牛頓流體的方程，是目前為止尚未被完全解決的方程，目前只有大約一百多個特解被解出來，是最復雜的方程之一。

即無粘流體運動方程。

從理論上來說，我們有了包括納維斯托克斯方程，只要再加上一定的初始條件和合適的邊界條件，我們就可以確定流體的流動。但是由於納維斯托克斯方程比歐拉方程多了一個二階導數項μ▽v，因此變得更為復雜，除在一些特定條件下，很難求出納維斯托克斯方程的精確解。

Navier Stokes方程的存在性與光滑性：

起伏的波浪跟隨著我們的正在湖中蜿蜒穿梭的小船，湍急的氣流跟隨著我們的現代噴氣式飛機的飛行。數學家和物理學家深信，無論是微風還是湍流，都可以通過理解納維葉－斯托克斯方程的解，來對它們進行解釋和預言。雖然這些方程是19世紀寫下的，我們對它們的理解仍然極少。挑戰在於對數學理論作出實質性的進展，使我們能解開隱藏在納維葉－斯托克斯方程中的奧秘。

兩相流動方程：

這是流體力學裡面的知識。一般兩相流指固液兩相流動。或者汽液，研究的方程就是N-S方程（進行簡化，本身是個龐大的偏微分方程組）。也有三相流，汽固液。相關的需要參考一些EI（工程檢索），最好是SCI的檢索。目前國內主要研究兩相流，三相流只是停留在理論階段，實際工程應用偏少！納維-斯托克斯方程（Navier-Stokes equations）

描述粘性不可壓縮流體動量守恆的運動方程。簡稱N-S方程。因1821年由C.-L.-M.-H.納維和1845年由G.G.斯托克斯分別導出而得名。在直角坐標系中，可表達為如圖所示！其矢量形式為=-▽p+ρF+μΔv，式中ρ為流體密度，p為壓強，u（u，v，w）為速度矢量，F（X，Y，Z）為作用於單位質量流體的徹體力，▽為哈密頓運算元，Δ為拉普拉斯運算元。後人在此基礎上又導出適用於可壓縮流體的N-S方程。N-S方程反映了粘性流體（又稱真實流體）流動的基本力學規律，在流體力學中有十分重要的意義。它是一個非線性偏微分方程，求解非常困難和復雜，目前只有在某些十分簡單的流動問題上能求得精確解；但在有些情況下，可以簡化方程而得到近似解。例如當雷諾數Re1時，繞流物體邊界層外，粘性力遠小於慣性力，方程中粘性項可以忽略，N-S方程簡化為理想流動中的歐拉方程（=－Ñp+ρF）；而在邊界層內，N-S方程又可簡化為邊界層方程，等等。在計算機問世和迅速發展以後，N-S方程的數值求解才有了很大的發展。

基本假設：

在解釋納維-斯托克斯方程的細節之前，首先，必須對流體作幾個假設。第一個是流體是連續的。這強調它不包含形成內部的空隙，例如，溶解的氣體的氣泡，而且它不包含霧狀粒子的聚合。另一個必要的假設是所有涉及到的場，全部是可微的，例如壓強，速度，密度，溫度，等等。該方程從質量，動量，和能量的守恆的基本原理導出。對此，有時必須考慮一個有限地任意體積，稱為控制體積，在其上這些原理很容易應用。該有限體積記為Omega，而其表面記為partialOmega。該控制體積可以在空間中固定，也可能隨著流體運動。

在計算有關空氣壓膜阻尼的時候，將各個方向上的納維斯托克斯方程通過一系列的近似和化簡可以得到線性和非線性的雷諾方程。

I. 納維-斯托克斯方程的含義

納維-斯托克斯方程（Navier-Stokes equation）描述粘性不可壓縮流體動量守恆的運動方程，簡稱N-S方程。此方程是法國科學家C.-L.-M.-H.納維於1821年和英國物里學家G.G.斯托克斯於1845年分別建立的，故名。它的矢量形式為：
在直角坐標中，它可寫成
式中，△是拉普拉斯運算元；ρ是流體密度；p是壓力；u，v，w是流體在t時刻，在點（x，y，z）處的速度分量。X，Y，Z是外力的分量；常數μ是動力粘性系數，N-S方程概括了粘性不可壓縮流體流動的普遍規律，因而在流體力學中具有特殊意義。
粘性可壓縮流體運動方程的普遍形式為
其中為P流體應力張量；l為單位張量；S為變形速率張量，在直角坐標中其分量為：
μ,為膨脹粘性系統，一般情況下μ,=0。若游動是均質和不可壓縮的，這時μ=常數.▽·v=0則方程（3）可簡化成N-S方程（1）和（2）。如果再忽略流體粘性，則（1）就變成通常的歐拉方程：

即無粘流體運動方程（見流體力學基本方程組）。
從理論上講，有了包括N-S方程在內的基本方程組，再加上一定的初始條件和邊界條件，就可以確定流體的流動。但是，由於N-S方程比歐拉方程多了一個二階導數項μ▽v，因此，
除在一些特定條件下，很難求出方程的精確解。可求得精確解的最簡單情況是平行流動。這方面有代表性的流動是圓管內的哈根-泊肅葉流動（見管流）和兩平行平板間的庫埃特流動（見牛頓流體）。
在許多情況下，不用解出N-S方程，只要對N-S方程各項作量級分析，就可以確定解的特性，或獲得方程的近似解。對於雷諾數Re《1,的情況，方程左端的加速度項與粘性項相比可忽略，從而可求得斯托克斯流動的近似解。RA.密立根根據這個解給出了一個最有名的應用，即空氣中細小球狀油滴的緩慢流動。對於雷諾數Re》1的情況，粘性項與加速度項相比可忽略，這時粘性效應僅局限於物體表面附近的邊界層內，而在邊界層之外，流體的行為實質上同無粘性流體一樣，所以其流場可用歐拉方程求解。
把N-S方程沿流線積分可得到粘性流體的伯努利方程：
式中g為重力加速度；hf,為單位質量流體克服阻力作功而引起的機械能損失。因此，流體沿流線流動時，機械能會轉化成熱能，使流體溫度升高。

J. 流體力學中，有（無）旋，（不）可壓縮，有（無）黏度之間有什麼關系

有旋和無旋要看旋度是否為0，為0則無旋。
可壓縮和不可壓縮要看在你研究范圍內流體密度是否可視為定值，例如空氣一般流速<100m/s都可以認為是不可壓縮流體，但是如果要計算飛機外流場繞流一般由於馬赫數比較高都視為可壓縮流動。
嚴格講任何流體都有一定的粘度，但是對於理想流體模型而言則認為粘度為0
本人認為以上幾個概念之間沒有必然聯系。