粘性可压缩

A. 为什么粘性土压缩效果显着，砂土压缩效果不明显

砂土的质地为砂，石字旁，质地坚硬，多有棱角，一堆砂土颗粒被压缩时，它们只是靠近，因为各自有棱角的原因，并不能造成有效的空间插入，所以，整体体积在压缩后，并没有减少多少。
粘性土壤，颗粒细密，亲水基团较多，少有棱角。所以被压缩的时候，紧密靠在一起。

B. 粘性的粘性的表征

粘性的大小用粘性系数（即粘度） 来表示。牛顿粘性定律（见牛顿流体）指出，在纯剪切流动中，流体两层间的剪应力 可以表示为：
，
式中 为沿y方向（与流体速度方向垂直）的速度梯度，又称剪切变形速率； 为比例常数，即粘性系数，它等于速度梯度为一个单位时，流体在单位面积上受到的切向力数值。
在通常采用的厘米·克·秒制中，粘性系数的单位是泊（Poise）。
国际单位制用帕·秒（1泊=1达因·秒/厘米2=10-1帕·秒），它的量纲为ML-1T-1。对于多数流体，常用的单位是厘泊（10-3帕·秒）。 粘性系数 显着地依赖于温度，但很少随压力发生变化，它与温度的关系对于液体和气体来说是截然不同的。对于液体来说，随着温度升高，粘性系数 下降；对于气体而言，随着温度升高，粘性系数随之上升。
对于气体，粘性系数M和温度T的关系可表为萨瑟兰公式：
式中B≈110.4开； 为参考温度和参考粘性系数。此式在相当大的范围内（T<2000开）对空气是适用的。但由于上式较复杂，在实用上多采用幂次公式：

来近似真实的粘性关系。幂次n的变化范围是1/2≤n≤1，它依赖于气体的性质和所考虑的温度范围。在高温时，例如3000开以上，n可近似地取为1/2;在低温时可取为1。对于空气而言，在90开<T<300开的温度范围内，可采用公式：

它与萨瑟兰公式的误差不过5%。
对水而言，粘性系数和温度的关系可近似地写成：
（泊）。
对于一般的流体运动，假设：①运动流体的应力张量在运动停止后应趋于静止流体的应力张量；②偏应力张量 的各分量是局部速度梯度张量 各分量的线性齐次函数；③流体是各向同性的，由此可导出广义牛顿粘性定律（见牛顿流体）：
式中， 、 分别为应力张量和变形速率张量；p压力函数； 为克罗内克符号； 为粘性系数； 为第二粘性系数，亦称膨胀粘性系数。对于不可压缩流体，由于 ， 自动不出现，广义牛顿定律中只有一个粘性系数 。对于可压缩流体，一般也和胡克弹性体（见胡克定律）一样有两个粘性 及 。是量度由于流体的膨胀或收缩引起的内耗功大小的粘性系数。除了高温和高频声波这些极端情形外，对一般情形的气体运动可近似地认为 。这个在分子运动论里得到证明的事实。当年只是斯托克斯提出的一个假设。

C. 粘性流体的粘性流体与理想流体

由于流体中存在着粘性，流体的一部分机械能将不可逆地转化为热能，并使流体流动出现许多复杂现象，例如边界层效应、摩阻效应、非牛顿流动效应等。自然界中各种真实流体都是粘性流体。有些流体粘性很小（例如水、空气），有些则很大（例如甘油、油漆、蜂蜜）。当流体粘度很小而相对滑动速度又不大时，粘性应力是很小的。即可看成理想流体。理想流体一般也不存在热传导和扩散效血。实际上，理想流体在自然界中是不存在的，它只是真实流体的一种近似。但是，在分析和研究许多流体流动时，采用理想流体模型能使流动问题简化，又不会失去流动的主要特性并能相当准确地反映客观实际流动，所以这种模型具有重要的使用价值。
理想流体和完全气体是完全不同的概念，前者指流体没有粘性，后者指气体有完全的可压缩性，（见边界层，流体阻力，非牛顿流体力学）

D. 流体都有哪些特性

流体它具有易流动性，可压缩性，黏性。由大量的、不断地作热运动而且无固定平衡位置的分子构成的流体，都有一定的可压缩性，液体可压缩性很小，而气体的可压缩性较大，在流体的形状改变时，流体各层之间也存在一定的运动阻力（即粘滞性）。

当流体的粘滞性和可压缩性很小时，可近似看作是理想流体，它是人们为研究流体的运动和状态而引入的一个理想模型。

(4)粘性可压缩扩展阅读：

根据流体粘性的差别，可将流体分为两大类，即理想流体和实际流体。

自然界中存在的流体都具有粘性，统称为粘性流体或实际流体。对于完全没有粘性的流体称为理想流体。这种流体仅是一种假想，实际并不存在。但是，引进理想流体的概念是有实际意义的。因为，粘性的问题十分复杂，影响因素很多，这对研究实际流体的带来很大的困难。

因此，常常先把问题简化为不考虑粘性因素的理想流体，找出规律后再考虑粘性的影响进行修正。这种修正，常常由于理论分析不能完全解决而借助于试验研究的手段。另外，在很多实际问题中粘滞性并不起主要作用。因此，把实际流体在一定条件下，可当作理想流体处理，这样既抓住了主要矛盾又使问题大大地简化。

E. 从MAXWELL戏论的建立到相对论诞生这一段物理学发展史

一 爱因斯坦和Maxwell的足迹 现在关心相对论的发展的人越来越多了.当我们站在伟大的相对论奠基者建立的丰富和优美的理论基础上的时候不能不回顾历史,发掘他们的足迹.首先让人想起的是麦克斯韦尔在结合法拉第的电力线理论和流体力学的场理论以及亥姆赫兹漩涡理论中作的优美描述.原来这些描述都是在无粘流动中建立的. 然而流体方程组和Maxwell组的相似关系一直缺少一个对应方程组,就是引入了粘性也是如此,借助于引入了非牛顿粘性流体的松弛效应,可以补充上这个对应关系,从而使得不可压的Ns方程和Maxwell方程对应了起来.这就引起了利用粘性可压缩流体方程会对Mexwell方程更进一步的非线性化的兴趣. 可以先从速势流动开始,研究空气动力学的可压缩波动方程的种种变换,找出一种拟洛伦兹时空变换使它变为不可压流的波动方程.这就说明了在声学波动方程的数学描述上来看, 可压缩流和不可压缩流加上拟洛伦兹变换只不过是相同客体的不同数学表达. 为了探讨电磁场和引力场可能存在的介质规律.对于无粘可压缩流动,我们还可以借助卡门钱学森在空气动力学中应用的切线虚拟气体法,得出了质能关系类似的规律.虽然对于可压缩粘性流体和电磁场方程的相同数学结构,还缺少明了的结果,但是美国宇航工程师paul在AIAAPeper上所发表的平行的的表达,却给与了希望讨论.即这种重新表达的力和漩涡的关系有可能能够对引力场的研究以及对maxwell方程组的强非线性化带来生机.下面讲分五节来叙述这个想法.希望网上各路英雄鼎立相助 熟知的事实是牛顿流体框架内已经有三个Maxwell方程和流体力学方程相似, 电动力学基本方程组是： 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是电场强度，H 是磁场强度，μ是磁导率， ε是电介常数，γ是电导率。 下面让我们在连续介质力学领域里寻找和它相类似的方程.由于电动力学方程组创始人Maxwell在建立他之初,就利用了流体力学的亥姆霍兹定律和法拉第的电力线理论,所以上面的方程1,2,4自然在流体力学方程组中有它的对应表达形式: 对Maxwell方程组的1）式来说,在连续介质力学的类似表达,可以用涡的散度为零来对应: div ω = 0..<5> 其中ω是介质流场速度的旋度，ω=rot（V）。 对Maxwell方程组的4式可以类比重力场的守恒法则得到 div F = αρ..<6> 其中F是加速度，α是和万有引力有关的系数，ρ是质量密度。 对Maxwell方程组的2式对应表达,，需要一个涡的变化也能产生力的旋度的表达形式，亥姆霍兹定律正是这样一个关系，对黏性流体可以通过考虑柯罗柯- 兰姆(Chrocco,lamb) 形式的动量方程把亥姆霍兹定律写成更一般的形式，利用牛顿流体动量方程的柯罗柯_兰姆形式可以对该方程两边取旋度,我们可以把所有实际是压力,离心力和粘性力对应的量合起来称为合力F2。于是也可以得到和电磁场类似的公式： d(ω)/d(t) =rot{ F2} 其中F2={F-1/ρ grad P-(ω X V)+{1/ρ div {2 μ [ε]}}} 这样电动力学一共四个方程,我们已经找到了其中的三个在流体力学中的对应形式.

希望采纳

F. 流体的黏性对流体流动有什么作用

流体的黏性会增加流体流动的阻力。

流体具有易流动性，可压缩性，黏性。由大量的、不断地作热运动而且无固定平衡位置的分子构成的流体，都有一定的可压缩性，而气体的可压缩性较大，在流体的形状改变时，流体各层之间也存在一定的运动阻力（即粘滞性）。

实际流体的这种粘性作用一般仅限于壁面附近的流体层，称为边界层。边界层理论是粘性流体流动的基本理论。

作为一种假设，将无粘性的流体称为理想流体。当粘性流体绕过物体表面流动时，通常把距离该物体表面相当远处，无速度梯度的流体视为理想流体。

(6)粘性可压缩扩展阅读

流动类型粘性流体的运动可按各种不同方法来分类。按流动与时间的关系来分，流动速度及有关物理量都不随时间变化的流动称为定态流动，反之称为非定态流动。

按流动与空间的关系来分，如流动速度及有关物理量只是一维空间的变量，这种流动称为一维流动；如是两维或三维空间的变量，则流动分别称为二维流动或三维流动。

当流体沿固体壁面流动时，按流体和壁面的相对关系，常将流动分为外部问题和内部问题。所谓外部问题，系指流体绕过置于无限流体中的物体，或者物体在无界流体中的运动，称为绕流，如空气绕过换热管的流动或颗粒在气流中的沉降。

而内部问题，则指流体处于有限固体壁面所限制的空间内的流动，称为管流，如各种管道内的流体流动。不受壁面限制的流动为自由流动。常指流体自小孔流出的射流，流体绕过物体后形成的尾流等。按流动的内在结构，流动分为层流和湍流。

在这两种状态下，动量传递机理是互不相同的。湍流中的动量传递虽然包括分子动量传递，但主要为由流体微团的脉动运动所引起的涡流动量传递，层流中的动量传递则由分子运动所引起。这两种状态下的流动特性是有显着差异的。

按流动流体的相数，流动分为单相流和两相流（或多相流）。化工中最常见的两相流是分散在连续相液体中的液滴或气泡，以及液膜与相邻气相所组成的两相系统。

G. 是否考虑粘性，可将液流分为什么

（1）有液态碘，碘在到113.5摄氏度到184.4摄氏度时为液态，但碘在常温下极易升华，固在常温下常压下只易存在气态和固态
（2） 根据物理学三相变化交点的理论，要想做出液态碘，需要很好的控制温度，压力两个要素，在一定条件下是可以办到的
（3)固体有表面性，也就是它的表面可以吸附；常温下无流动性；不可压缩性。受热的作用时只能形成热传导而不能形成热对流。
液体和气体有着与固体不同的特征，最主要的特征是液体和气体具有流动性。大量事实表明，对液体施加与其表面平行的切向力，无论这个力多么微小，液体都会发生切向的运动。液体没有固定的形状，各种液体的形状均由盛放液体容器的形状决定。如果把液体倒入长方形容器内，液体的形状为长方形；如果把液体倒人圆柱形的筒内，液体则呈现为圆柱形。液体的形状不固定，但其体积基本不变。气体的流动性比液体的流动性更大。气体也没有一定形状，它的形状与盛放气体的容器的形状相同。与液体不同的是，气体的体积也是不固定的，它总是充满整个盛放它的容器，体积等于容器的容积。由于液体和气体都具有明显的流动性，所以将它们称为流体。
除掉易流性外，液体和气体的特征还有粘性和压缩性。研究各种液体和气体（下面简称为流体）的运动时，都必须考虑它们的易流性。若研究流体在某些条件下的运动情况，有时还需要考虑它们的粘性和压缩性。
流体的粘性指流体具有阻碍两层流体间相对运动和阻碍发生形变的性质。在流体内部，如果相邻两层流体之间出现了相对运动，就存在与接触面平行的切向作用力。这种切向作用力使两层流体的速度发生变化，结果是速度快的那层流体速度变慢、速度慢的那层流体速度变快。不同流体的粘性不同。流体粘性的大小，与流体的种类、温度的高低有关。例如，沥青、植物油、水这三种液体，在相同的温度下，沥青的粘度最大、水的粘度最小。当温度升高时，沥青、植物油的粘度明显减小。与液体相比，气体的粘度比较小。在流体运动时，需要考虑流体的粘度。当流体静止时，可以不考虑流体的粘度。
流体的压缩性指流体的体积在外力作用下可以改变的性质。应当清楚，所有的流体都具有压缩性，只是压缩性的大小不一样。液体的压缩性比较小，进行粗略讨论时，可以认为液体是不能被压缩的。气体的压缩性比液体明显。通常情况下，气体受到不十分大的外力时，它的体积会发生明显的变化。
易流性、粘性和压缩性，是流体与非流体的主要差异。从理论上讲，在研究有关流体问题时，应当考虑流体的这些特点。但在研究许多实际问题时，特别是进行粗略研究时，往往抓住问题的主要方面，提出一些理想模型或简化模型。例如，研究液体静力学时，就不考虑液体的粘性和可压缩性，把液体看作是不可压缩、没有粘性、易于流动的理想流体。

H. 纳维斯托克斯方程

Navier Stokes（纳维叶－斯托克斯）方程是流体力学中描述粘性牛顿流体的方程，是目前为止尚未被完全解决的方程，目前只有大约一百多个特解被解出来，是最复杂的方程之一。

即无粘流体运动方程。

从理论上来说，我们有了包括纳维斯托克斯方程，只要再加上一定的初始条件和合适的边界条件，我们就可以确定流体的流动。但是由于纳维斯托克斯方程比欧拉方程多了一个二阶导数项μ▽v，因此变得更为复杂，除在一些特定条件下，很难求出纳维斯托克斯方程的精确解。

Navier Stokes方程的存在性与光滑性：

起伏的波浪跟随着我们的正在湖中蜿蜒穿梭的小船，湍急的气流跟随着我们的现代喷气式飞机的飞行。数学家和物理学家深信，无论是微风还是湍流，都可以通过理解纳维叶－斯托克斯方程的解，来对它们进行解释和预言。虽然这些方程是19世纪写下的，我们对它们的理解仍然极少。挑战在于对数学理论作出实质性的进展，使我们能解开隐藏在纳维叶－斯托克斯方程中的奥秘。

两相流动方程：

这是流体力学里面的知识。一般两相流指固液两相流动。或者汽液，研究的方程就是N-S方程（进行简化，本身是个庞大的偏微分方程组）。也有三相流，汽固液。相关的需要参考一些EI（工程检索），最好是SCI的检索。目前国内主要研究两相流，三相流只是停留在理论阶段，实际工程应用偏少！纳维-斯托克斯方程（Navier-Stokes equations）

描述粘性不可压缩流体动量守恒的运动方程。简称N-S方程。因1821年由C.-L.-M.-H.纳维和1845年由G.G.斯托克斯分别导出而得名。在直角坐标系中，可表达为如图所示！其矢量形式为=-▽p+ρF+μΔv，式中ρ为流体密度，p为压强，u（u，v，w）为速度矢量，F（X，Y，Z）为作用于单位质量流体的彻体力，▽为哈密顿算子，Δ为拉普拉斯算子。后人在此基础上又导出适用于可压缩流体的N-S方程。N-S方程反映了粘性流体（又称真实流体）流动的基本力学规律，在流体力学中有十分重要的意义。它是一个非线性偏微分方程，求解非常困难和复杂，目前只有在某些十分简单的流动问题上能求得精确解；但在有些情况下，可以简化方程而得到近似解。例如当雷诺数Re1时，绕流物体边界层外，粘性力远小于惯性力，方程中粘性项可以忽略，N-S方程简化为理想流动中的欧拉方程（=－Ñp+ρF）；而在边界层内，N-S方程又可简化为边界层方程，等等。在计算机问世和迅速发展以后，N-S方程的数值求解才有了很大的发展。

基本假设：

在解释纳维-斯托克斯方程的细节之前，首先，必须对流体作几个假设。第一个是流体是连续的。这强调它不包含形成内部的空隙，例如，溶解的气体的气泡，而且它不包含雾状粒子的聚合。另一个必要的假设是所有涉及到的场，全部是可微的，例如压强，速度，密度，温度，等等。该方程从质量，动量，和能量的守恒的基本原理导出。对此，有时必须考虑一个有限地任意体积，称为控制体积，在其上这些原理很容易应用。该有限体积记为Omega，而其表面记为partialOmega。该控制体积可以在空间中固定，也可能随着流体运动。

在计算有关空气压膜阻尼的时候，将各个方向上的纳维斯托克斯方程通过一系列的近似和化简可以得到线性和非线性的雷诺方程。

I. 纳维-斯托克斯方程的含义

纳维-斯托克斯方程（Navier-Stokes equation）描述粘性不可压缩流体动量守恒的运动方程，简称N-S方程。此方程是法国科学家C.-L.-M.-H.纳维于1821年和英国物里学家G.G.斯托克斯于1845年分别建立的，故名。它的矢量形式为：
在直角坐标中，它可写成
式中，△是拉普拉斯算子；ρ是流体密度；p是压力；u，v，w是流体在t时刻，在点（x，y，z）处的速度分量。X，Y，Z是外力的分量；常数μ是动力粘性系数，N-S方程概括了粘性不可压缩流体流动的普遍规律，因而在流体力学中具有特殊意义。
粘性可压缩流体运动方程的普遍形式为
其中为P流体应力张量；l为单位张量；S为变形速率张量，在直角坐标中其分量为：
μ,为膨胀粘性系统，一般情况下μ,=0。若游动是均质和不可压缩的，这时μ=常数.▽·v=0则方程（3）可简化成N-S方程（1）和（2）。如果再忽略流体粘性，则（1）就变成通常的欧拉方程：

即无粘流体运动方程（见流体力学基本方程组）。
从理论上讲，有了包括N-S方程在内的基本方程组，再加上一定的初始条件和边界条件，就可以确定流体的流动。但是，由于N-S方程比欧拉方程多了一个二阶导数项μ▽v，因此，
除在一些特定条件下，很难求出方程的精确解。可求得精确解的最简单情况是平行流动。这方面有代表性的流动是圆管内的哈根-泊肃叶流动（见管流）和两平行平板间的库埃特流动（见牛顿流体）。
在许多情况下，不用解出N-S方程，只要对N-S方程各项作量级分析，就可以确定解的特性，或获得方程的近似解。对于雷诺数Re《1,的情况，方程左端的加速度项与粘性项相比可忽略，从而可求得斯托克斯流动的近似解。RA.密立根根据这个解给出了一个最有名的应用，即空气中细小球状油滴的缓慢流动。对于雷诺数Re》1的情况，粘性项与加速度项相比可忽略，这时粘性效应仅局限于物体表面附近的边界层内，而在边界层之外，流体的行为实质上同无粘性流体一样，所以其流场可用欧拉方程求解。
把N-S方程沿流线积分可得到粘性流体的伯努利方程：
式中g为重力加速度；hf,为单位质量流体克服阻力作功而引起的机械能损失。因此，流体沿流线流动时，机械能会转化成热能，使流体温度升高。

J. 流体力学中，有（无）旋，（不）可压缩，有（无）黏度之间有什么关系

有旋和无旋要看旋度是否为0，为0则无旋。
可压缩和不可压缩要看在你研究范围内流体密度是否可视为定值，例如空气一般流速<100m/s都可以认为是不可压缩流体，但是如果要计算飞机外流场绕流一般由于马赫数比较高都视为可压缩流动。
严格讲任何流体都有一定的粘度，但是对于理想流体模型而言则认为粘度为0
本人认为以上几个概念之间没有必然联系。