कॉची गति समीकरण

कॉची संवेग समीकरण एक वेक्टर आंशिक अंतर समीकरण है जो कॉची द्वारा प्रस्तुत किया गया है जो किसी भी सातत्य यांत्रिकी में गैर-सापेक्षतावादी संवेग परिवहन परिघटना का वर्णन करता है।

मुख्य समीकरण

संवहन में (या प्रवाह क्षेत्र के Lagrangian और Eulerian विनिर्देश) कॉची संवेग समीकरण के रूप में लिखा गया है:

$${\frac {D\mathbf {u} }{Dt}}={\frac {1}{\rho }}\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }}+\mathbf {f}$$

कहाँ

• $\mathbf {u}$ प्रवाह वेग सदिश क्षेत्र है, जो समय और स्थान पर निर्भर करता है, (इकाई: $\mathrm {m/s}$)
• $t$ समय है, (इकाई: $\mathrm {s}$)
• ${\frac {D\mathbf {u} }{Dt}}$ की सामग्री व्युत्पन्न है $\mathbf {u}$, के बराबर $\partial _{t}\mathbf {u} +\mathbf {u} \cdot \nabla \mathbf {u}$, (इकाई: $\mathrm {m/s^{2}}$)
• $\rho$ सातत्य के दिए गए बिंदु पर घनत्व है (जिसके लिए निरंतरता समीकरण धारण करता है), (इकाई: $\mathrm {kg/m^{3}}$)
• ${\boldsymbol {\sigma }}$ कॉची तनाव टेन्सर है, (इकाई: $\mathrm {Pa=N/m^{2}=kg\cdot m^{-1}\cdot s^{-2}}$)
• $\mathbf {f} ={\begin{bmatrix}f_{x}\\f_{y}\\f_{z}\end{bmatrix}}$ एक सदिश है जिसमें शरीर की शक्तियों (कभी-कभी केवल गुरुत्वाकर्षण त्वरण) के कारण होने वाले सभी त्वरण होते हैं, (इकाई: $\mathrm {m/s^{2}}$)
• $\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }}={\begin{bmatrix}{\dfrac {\partial \sigma _{xx}}{\partial x}}+{\dfrac {\partial \sigma _{yx}}{\partial y}}+{\dfrac {\partial \sigma _{zx}}{\partial z}}\\{\dfrac {\partial \sigma _{xy}}{\partial x}}+{\dfrac {\partial \sigma _{yy}}{\partial y}}+{\dfrac {\partial \sigma _{zy}}{\partial z}}\\{\dfrac {\partial \sigma _{xz}}{\partial x}}+{\dfrac {\partial \sigma _{yz}}{\partial y}}+{\dfrac {\partial \sigma _{zz}}{\partial z}}\\\end{bmatrix}}$ डायवर्जेंस # स्ट्रेस टेंसर का टेंसर क्षेत्र है।(इकाई: $\mathrm {Pa/m=kg\cdot m^{-2}\cdot s^{-2}}$)

आमतौर पर इस्तेमाल की जाने वाली SI इकाइयाँ कोष्ठकों में दी गई हैं, हालाँकि समीकरण प्रकृति में सामान्य हैं और अन्य इकाइयाँ उनमें दर्ज की जा सकती हैं या इकाइयों को गैर-विमीयकरण द्वारा हटाया जा सकता है।

ध्यान दें कि स्पष्टता के लिए हम ऊपर केवल कॉलम वैक्टर (कार्तीय समन्वय प्रणाली में) का उपयोग करते हैं, लेकिन समीकरण को भौतिक घटकों का उपयोग करके लिखा गया है (जो न तो सहप्रसरण और सदिशों के प्रतिप्रसरण (कॉलम) हैं और न ही सहप्रसरण और सदिशों के प्रतिप्रसरण (पंक्ति))। हालाँकि, यदि हमने एक गैर-ऑर्थोगोनल वक्रीय निर्देशांक चुना है, तो हमें सहपरिवर्ती (पंक्ति सदिश) या प्रतिपरिवर्ती (स्तंभ सदिश) रूप में समीकरणों की गणना करनी चाहिए और उन्हें लिखना चाहिए।

चरों के उचित परिवर्तन के बाद, इसे संरक्षण रूप में भी लिखा जा सकता है:

$${\frac {\partial \mathbf {j} }{\partial t}}+\nabla \cdot \mathbf {F} =\mathbf {s}$$

कहाँ j किसी दिए गए स्थान-समय बिंदु पर द्रव्यमान प्रवाह है, F संवेग घनत्व से जुड़ा प्रवाह है, और s में प्रति इकाई आयतन में शरीर के सभी बल शामिल हैं।

विभेदक व्युत्पत्ति

आइए हम मोमेंटम # बल से संबंध के साथ शुरू करें जिसे निम्नानुसार लिखा जा सकता है: सिस्टम मोमेंटम में परिवर्तन इस सिस्टम पर कार्य करने वाले परिणामी बल के समानुपाती होता है। यह सूत्र द्वारा व्यक्त किया गया है:

$${\vec {p}}(t+\Delta t)-{\vec {p}}(t)=\Delta t{\vec {\bar {F}}}$$

कहाँ ${\vec {p}}(t)$ समय में गति है t, ${\vec {\bar {F}}}$ बल औसत से अधिक है $\Delta t$. द्वारा विभाजित करने के बाद $\Delta t$ और सीमा से गुजर रहा है $\Delta t\to 0$ हम प्राप्त करते हैं (व्युत्पन्न):

$${\frac {d{\vec {p}}}{dt}}={\vec {F}}$$

आइए हम उपरोक्त समीकरण के प्रत्येक पक्ष का विश्लेषण करें।

दाईं ओर

एक घन द्रव तत्व की दीवारों पर कार्य करने वाले बलों का एक्स घटक (ऊपर-नीचे की दीवारों के लिए हरा, बाएं-दाएं के लिए लाल, आगे-पीछे के लिए काला)।

शीर्ष ग्राफ में हम फ़ंक्शन का सन्निकटन देखते हैं $f(x)$ (नीली रेखा) एक परिमित अंतर (पीली रेखा) का उपयोग करते हुए। नीचे के ग्राफ में हम बिंदु के कई गुना बढ़े हुए पड़ोस को देखते हैं $x_{1}$(ऊपरी ग्राफ से बैंगनी वर्ग)। नीचे के ग्राफ़ में, पीली रेखा पूरी तरह से नीले रंग से ढकी हुई है, इसलिए दिखाई नहीं देती। नीचे की आकृति में, दो समतुल्य व्युत्पन्न रूपों का उपयोग किया गया है: ${\textstyle f'(x_{1})={\frac {df(x_{1})}{dx_{1}}}}$], और पदनाम $\Delta f=f(x_{1}+\Delta x)-f(x_{1})$ प्रयोग किया गया

]

हम बलों को शरीर बलों में विभाजित करते हैं ${\vec {F}}_{m}$ और सतह बल ${\vec {F}}_{p}$

$${\vec {F}}={\vec {F}}_{p}+{\vec {F}}_{m}$$

सतही बल घन द्रव तत्व की दीवारों पर कार्य करते हैं। प्रत्येक दीवार के लिए, इन बलों के एक्स घटक को घन तत्व के साथ चित्र में चिह्नित किया गया था (तनाव और सतह क्षेत्र के उत्पाद के रूप में उदा। $-\sigma _{xx}\,dy\,dz$ इकाइयों के साथ ${\textstyle \mathrm {Pa\cdot m\cdot m={\frac {N}{m^{2}}}\cdot m^{2}=N} }$).

Explanation of the value of forces (approximations and minus signs) acting on the cube walls.

It requires some explanation why stress applied to the walls covering the coordinate axes takes a minus sign (e.g. for the left wall we have $-\sigma _{xx}$). For simplicity, let us focus on the left wall with tension $-\sigma _{xx}$. The minus sign is due to the fact that a vector normal to this wall ${\vec {n}}=[-1,0,0]=-{\vec {e}}_{x}$ is a negative unit vector. Then, we calculated the stress vector by definition ${\vec {s}}={\vec {n}}\cdot {\boldsymbol {\sigma }}=[-\sigma _{xx},-\sigma _{xy},-\sigma _{xz}]$, thus the X component of this vector is $s_{x}=-\sigma _{xx}$ (we use similar reasoning for stresses acting on the bottom and back walls, i.e.: $-\sigma _{yx},-\sigma _{zx}$). The second element requiring explanation is the approximation of the values of stress acting on the walls opposite the walls covering the axes. Let us focus on the right wall where the stress is an approximation of stress $\sigma _{xx}$ from the left wall at points with coordinates $x+dx$ and it is equal to $\sigma _{xx}+{\frac {\partial \sigma _{xx}}{\partial x}}dx$. This approximation suffices since, as $dx$ goes to zero, ${\frac {\sigma _{xx}(x+dx)-(\sigma _{xx}(x)+dx{\frac {\partial \sigma _{xx}(x)}{\partial x}})}{dx}}$ approaches zero as well. This can be seen by dividing through by $dx$ and noting that the above expression is equivalent to ${\frac {\sigma _{xx}(x+dx)-(\sigma _{xx}(x)}{dx}}-{\frac {\partial \sigma _{xx}(x)}{\partial x}}$ and observing the left hand side matches the definition of the right hand side as a limit. A more intuitive representation of the value of approximation $\sigma _{xx}$ in point $x+dx$ has been shown in the figure below the cube. We proceed with similar reasoning for stress approximations $\sigma _{yx},\sigma _{zx}$.

घन की प्रत्येक दीवार पर कार्य करने वाले बलों (उनके एक्स घटक) को जोड़ने पर, हम प्राप्त करते हैं:

$$F_{p}^{x}=\left(\sigma _{xx}+{\frac {\partial \sigma _{xx}}{\partial x}}dx\right)dy\,dz-\sigma _{xx}dy\,dz+\left(\sigma _{yx}+{\frac {\partial \sigma _{yx}}{\partial y}}dy\right)dx\,dz-\sigma _{yx}dx\,dz+\left(\sigma _{zx}+{\frac {\partial \sigma _{zx}}{\partial z}}dz\right)dx\,dy-\sigma _{zx}dx\,dy$$

आदेश देने के बाद $F_{p}^{x}$ और घटकों के लिए समान तर्क देना $F_{p}^{y},F_{p}^{z}$ (उन्हें चित्र में नहीं दिखाया गया है, लेकिन ये क्रमशः Y और Z अक्षों के समानांतर वैक्टर होंगे) हमें मिलता है:

$${\begin{aligned}F_{p}^{x}&={\frac {\partial \sigma _{xx}}{\partial x}}\,dx\,dy\,dz+{\frac {\partial \sigma _{yx}}{\partial y}}\,dy\,dx\,dz+{\frac {\partial \sigma _{zx}}{\partial z}}\,dz\,dx\,dy\\[6pt]F_{p}^{y}&={\frac {\partial \sigma _{xy}}{\partial x}}\,dx\,dy\,dz+{\frac {\partial \sigma _{yy}}{\partial y}}\,dy\,dx\,dz+{\frac {\partial \sigma _{zy}}{\partial z}}\,dz\,dx\,dy\\[6pt]F_{p}^{z}&={\frac {\partial \sigma _{xz}}{\partial x}}\,dx\,dy\,dz+{\frac {\partial \sigma _{yz}}{\partial y}}\,dy\,dx\,dz+{\frac {\partial \sigma _{zz}}{\partial z}}\,dz\,dx\,dy{\vphantom {\begin{matrix}\\\\\end{matrix}}}\end{aligned}}$$

हम इसे प्रतीकात्मक परिचालन रूप में लिख सकते हैं:

$${\vec {F}}_{p}=(\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }})\,dx\,dy\,dz$$

नियंत्रण आयतन के अंदर द्रव्यमान बल कार्य कर रहे हैं। हम उन्हें त्वरण क्षेत्र का उपयोग करके लिख सकते हैं $\mathbf {f}$ (जैसे गुरुत्वाकर्षण त्वरण):

$${\vec {F}}_{m}=\mathbf {f} \rho \,dx\,dy\,dz$$

वाम पक्ष

आइए घन की गति की गणना करें:

$${\vec {p}}=\mathbf {u} m=\mathbf {u} \rho \,dx\,dy\,dz$$

क्योंकि हम मानते हैं कि परीक्षण किया गया द्रव्यमान (घन) $m=\rho \,dx\,dy\,dz$ समय में स्थिर है, इसलिए

$${\frac {d{\vec {p}}}{dt}}={\frac {d\mathbf {u} }{dt}}\rho \,dx\,dy\,dz$$

बाएँ और दाएँ पक्ष की तुलना

अपने पास

$${\frac {d{\vec {p}}}{dt}}={\vec {F}}$$

तब

$${\frac {d{\vec {p}}}{dt}}={\vec {F}}_{p}+{\vec {F}}_{m}$$

तब

$${\frac {d\mathbf {u} }{dt}}\rho \,dx\,dy\,dz=(\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }})dx\,dy\,dz+\mathbf {f} \rho \,dx\,dy\,dz$$

द्वारा दोनों पक्षों को विभाजित करें $\rho \,dx\,dy\,dz$, और क्योंकि ${\textstyle {\frac {d\mathbf {u} }{dt}}={\frac {D\mathbf {u} }{Dt}}}$ हम पाते हैं:

$${\frac {D\mathbf {u} }{Dt}}={\frac {1}{\rho }}\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }}+\mathbf {f}$$

जो व्युत्पत्ति को समाप्त करता है।

इंटीग्रल व्युत्पत्ति

न्यूटन के दूसरे नियम को लागू करना (iवें घटक) मॉडल किए जा रहे सातत्य में एक नियंत्रण मात्रा देता है:

$$ma_{i}=F_{i}$$

फिर, रेनॉल्ड्स परिवहन प्रमेय के आधार पर और सामग्री व्युत्पन्न संकेतन का उपयोग करके, कोई लिख सकता है

$${\begin{aligned}\int _{\Omega }\rho {\frac {Du_{i}}{Dt}}\,dV&=\int _{\Omega }\nabla _{j}\sigma _{i}^{j}\,dV+\int _{\Omega }\rho f_{i}\,dV\\\int _{\Omega }\left(\rho {\frac {Du_{i}}{Dt}}-\nabla _{j}\sigma _{i}^{j}-\rho f_{i}\right)\,dV&=0\\\rho {\frac {Du_{i}}{Dt}}-\nabla _{j}\sigma _{i}^{j}-\rho f_{i}&=0\\{\frac {Du_{i}}{Dt}}-{\frac {\nabla _{j}\sigma _{i}^{j}}{\rho }}-f_{i}&=0\end{aligned}}$$

कहाँ Ω नियंत्रण मात्रा का प्रतिनिधित्व करता है। चूँकि यह समीकरण किसी भी नियंत्रण आयतन के लिए होना चाहिए, यह सच होना चाहिए कि समाकलन शून्य है, इससे कॉची संवेग समीकरण अनुसरण करता है। इस समीकरण को प्राप्त करने में मुख्य कदम (ऊपर नहीं किया गया) यह स्थापित कर रहा है कि तनाव टेंसर का टेंसर व्युत्पन्न उन बलों में से एक है जो गठन करता है F_i.

संरक्षण रूप

See also: Conservation law (physics)

कॉशी संवेग समीकरण को निम्न रूप में भी रखा जा सकता है:

Cauchy momentum equation (conservation form)

${\frac {\partial \mathbf {j} }{\partial t}}+\nabla \cdot \mathbf {F} =\mathbf {s}$

बस परिभाषित करके:

$${\begin{aligned}{\mathbf {j} }&=\rho \mathbf {u} \\{\mathbf {F} }&=\rho \mathbf {u} \otimes \mathbf {u} -{\boldsymbol {\sigma }}\\{\mathbf {s} }&=\rho \mathbf {f} \end{aligned}}$$

कहाँ j सातत्य में माने गए बिंदु पर द्रव्यमान प्रवाह है (जिसके लिए निरंतरता समीकरण धारण करता है), F संवेग घनत्व से जुड़ा प्रवाह है, और s में प्रति इकाई आयतन में शरीर के सभी बल शामिल हैं। u ⊗ u वेग का डायाडिक गुणनफल है।

यहाँ j और s में समान संख्या में आयाम हैं N प्रवाह की गति और शरीर के त्वरण के रूप में, जबकि F, टेन्सर होने के नाते, है N². ऑयलरीय रूपों में यह स्पष्ट है कि कोई विचलित तनाव की धारणा कॉशी समीकरणों को यूलर समीकरणों (द्रव गतिकी) में नहीं लाती है।

संवहनी त्वरण

संवहन त्वरण का एक उदाहरण। प्रवाह स्थिर (समय-स्वतंत्र) है, लेकिन द्रव घटता है क्योंकि यह डायवर्जिंग डक्ट को नीचे ले जाता है (असम्पीडित या सबसोनिक कंप्रेसिबल प्रवाह मानते हुए)।

नेवियर-स्टोक्स समीकरणों की एक महत्वपूर्ण विशेषता संवहनी त्वरण की उपस्थिति है: अंतरिक्ष के संबंध में प्रवाह के समय-स्वतंत्र त्वरण का प्रभाव। जबकि अलग-अलग सातत्य कण वास्तव में समय पर निर्भर त्वरण का अनुभव करते हैं, प्रवाह क्षेत्र का संवहन त्वरण एक स्थानिक प्रभाव है, एक उदाहरण एक नोजल में तरल पदार्थ की गति है।

चाहे किसी भी प्रकार के सातत्य से निपटा जा रहा हो, संवहन त्वरण एक अरैखिक प्रभाव है। संवहन त्वरण अधिकांश प्रवाहों में मौजूद होता है (अपवादों में एक आयामी असंपीड्य प्रवाह शामिल है), लेकिन रेंगने वाले प्रवाह (जिसे स्टोक्स प्रवाह भी कहा जाता है) में इसके गतिशील प्रभाव की अवहेलना की जाती है। संवहन त्वरण को अरैखिक मात्रा द्वारा दर्शाया जाता है u ⋅ ∇u, जिसे या तो समझा जा सकता है (u ⋅ ∇)u या के रूप में u ⋅ (∇u), साथ ∇u वेग सदिश का टेंसर व्युत्पन्न u. दोनों व्याख्याएं समान परिणाम देती हैं।

एडवेक्शन ऑपरेटर बनाम टेन्सर व्युत्पन्न

संवहन शब्द $D\mathbf {u} /Dt$ रूप में लिखा जा सकता है (u ⋅ ∇)u, कहाँ u ⋅ ∇ संवहन है। इस निरूपण की तुलना टेन्सर व्युत्पन्न के संदर्भ में एक से की जा सकती है।टेंसर व्युत्पन्न ∇u द्वारा परिभाषित वेग वेक्टर का घटक-दर-घटक व्युत्पन्न है [∇u]_mi = ∂_m v_i, ताकि

$$\left[\mathbf {u} \cdot \left(\nabla \mathbf {u} \right)\right]_{i}=\sum _{m}v_{m}\partial _{m}v_{i}=\left[(\mathbf {u} \cdot \nabla )\mathbf {u} \right]_{i}\,.$$

मेमने का रूप

कर्ल (गणित) की सदिश कलन पहचान # पहचान रखती है:

$$\mathbf {v} \times \left(\nabla \times \mathbf {a} \right)=\nabla _{a}\left(\mathbf {v} \cdot \mathbf {a} \right)-\mathbf {v} \cdot \nabla \mathbf {a}$$

जहां फेनमैन सबस्क्रिप्ट नोटेशन ∇_a का उपयोग किया जाता है, जिसका अर्थ है कि सबस्क्रिप्टेड ग्रेडिएंट केवल कारक पर काम करता है a.

होरेस लैम्ब ने अपनी प्रसिद्ध शास्त्रीय पुस्तक हाइड्रोडायनामिक्स (1895) में, इस पहचान का उपयोग प्रवाह वेग के संवहन शब्द को घूर्णी रूप में बदलने के लिए किया जाता है, अर्थात टेन्सर व्युत्पन्न के बिना:

$$\mathbf {u} \cdot \nabla \mathbf {u} =\nabla \left({\frac {\|\mathbf {u} \|^{2}}{2}}\right)+\left(\nabla \times \mathbf {u} \right)\times \mathbf {u}$$

जहां वेक्टर $\mathbf {l} =\left(\nabla \times \mathbf {u} \right)\times \mathbf {u}$ मेम्ने वेक्टर कहा जाता है। कॉची संवेग समीकरण बन जाता है:

$${\frac {\partial \mathbf {u} }{\partial t}}+{\frac {1}{2}}\nabla \left(u^{2}\right)+(\nabla \times \mathbf {u} )\times \mathbf {u} ={\frac {1}{\rho }}\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }}+\mathbf {f}$$

पहचान का उपयोग करना:

$$\nabla \cdot \left({\frac {\boldsymbol {\sigma }}{\rho }}\right)={\frac {1}{\rho }}\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }}-{\frac {1}{\rho ^{2}}}{\boldsymbol {\sigma }}\cdot \nabla \rho$$

कॉची समीकरण बन जाता है:

$$\nabla \cdot \left({\frac {1}{2}}u^{2}-{\frac {\boldsymbol {\sigma }}{\rho }}\right)-\mathbf {f} ={\frac {1}{\rho ^{2}}}{\boldsymbol {\sigma }}\cdot \nabla \rho +\mathbf {u} \times (\nabla \times \mathbf {u} )-{\frac {\partial \mathbf {u} }{\partial t}}$$

वास्तव में, बाहरी रूढ़िवादी क्षेत्र के मामले में, इसकी क्षमता को परिभाषित करके φ:

$$\nabla \cdot \left({\frac {1}{2}}u^{2}+\phi -{\frac {\boldsymbol {\sigma }}{\rho }}\right)={\frac {1}{\rho ^{2}}}{\boldsymbol {\sigma }}\cdot \nabla \rho +\mathbf {u} \times (\nabla \times \mathbf {u} )-{\frac {\partial \mathbf {u} }{\partial t}}$$

एक स्थिर प्रवाह के मामले में प्रवाह वेग का समय व्युत्पन्न गायब हो जाता है, इसलिए संवेग समीकरण बन जाता है:

$$\nabla \cdot \left({\frac {1}{2}}u^{2}+\phi -{\frac {\boldsymbol {\sigma }}{\rho }}\right)={\frac {1}{\rho ^{2}}}{\boldsymbol {\sigma }}\cdot \nabla \rho +\mathbf {u} \times (\nabla \times \mathbf {u} )$$

और प्रवाह दिशा पर संवेग समीकरण को प्रक्षेपित करके, यानी एक स्ट्रीमलाइन, स्ट्रीकलाइन और पाथलाइन के साथ, ट्रिपल स्केलर उत्पाद की वेक्टर कैलकुलस पहचान के कारण क्रॉस उत्पाद गायब हो जाता है:

$$\mathbf {u} \cdot \nabla \cdot \left({\frac {1}{2}}u^{2}+\phi -{\frac {\boldsymbol {\sigma }}{\rho }}\right)={\frac {1}{\rho ^{2}}}\mathbf {u} \cdot ({\boldsymbol {\sigma }}\cdot \nabla \rho )$$

यदि तनाव टेंसर आइसोट्रोपिक है, तो केवल दबाव ही प्रवेश करता है: ${\boldsymbol {\sigma }}=-p\mathbf {I}$ (कहाँ I पहचान टेन्सर है), और स्थिर असंपीड्य मामले में यूलर संवेग समीकरण बन जाता है:

$$\mathbf {u} \cdot \nabla \left({\frac {1}{2}}u^{2}+\phi +{\frac {p}{\rho }}\right)+{\frac {p}{\rho ^{2}}}\mathbf {u} \cdot \nabla \rho =0$$

स्थिर असम्पीडित मामले में जन समीकरण बस है:

$$\mathbf {u} \cdot \nabla \rho =0\,,$$

अर्थात्, स्थिर असम्पीडित प्रवाह के लिए द्रव्यमान संरक्षण बताता है कि धारारेखा के साथ घनत्व स्थिर है। इससे यूलर गति समीकरण का काफी सरलीकरण होता है:

$$\mathbf {u} \cdot \nabla \left({\frac {1}{2}}u^{2}+\phi +{\frac {p}{\rho }}\right)=0$$

एक अदृश्य तरल प्रवाह के लिए कुल शीर्ष को परिभाषित करने की सुविधा अब स्पष्ट है:

$$b_{l}\equiv {\frac {1}{2}}u^{2}+\phi +{\frac {p}{\rho }}\,,$$

वास्तव में, उपरोक्त समीकरण को केवल इस प्रकार लिखा जा सकता है:

$$\mathbf {u} \cdot \nabla b_{l}=0$$

यही है, एक बाहरी रूढ़िवादी क्षेत्र में एक स्थिर अदृश्य और असम्पीडित प्रवाह के लिए संवेग संतुलन बताता है कि एक स्ट्रीमलाइन के साथ कुल सिर स्थिर है।

अघूर्णी प्रवाह

मेमने का रूप इरोटेशनल फ्लो में भी उपयोगी होता है, जहां वेग का कर्ल (गणित) (जिसे vorticity कहा जाता है) ω = ∇ × u शून्य के बराबर है। उस स्थिति में, संवहन शब्द में $D\mathbf {u} /Dt$ कम कर देता है

$$\mathbf {u} \cdot \nabla \mathbf {u} =\nabla \left({\frac {\|\mathbf {u} \|^{2}}{2}}\right).$$

तनाव

सातत्य प्रवाह में तनाव के प्रभाव को इसके द्वारा दर्शाया गया है ∇p और ∇ ⋅ τ शर्तें; ये पृष्ठीय बलों की प्रवणताएँ हैं, जो किसी ठोस में प्रतिबलों के अनुरूप होती हैं। यहाँ ∇p दाब प्रवणता है और कौशी प्रतिबल टेंसर के समदैशिक भाग से उत्पन्न होती है। यह हिस्सा लगभग सभी स्थितियों में होने वाले सामान्य तनावों द्वारा दिया जाता है। तनाव टेन्सर का अनिसोट्रोपिक हिस्सा उत्पन्न करता है ∇ ⋅ τ, जो आमतौर पर चिपचिपी ताकतों का वर्णन करता है; असम्पीडित प्रवाह के लिए, यह केवल एक कतरनी प्रभाव है। इस प्रकार, τ विचलित तनाव टेंसर है, और तनाव टेंसर इसके बराबर है:

$${\boldsymbol {\sigma }}=-p\mathbf {I} +{\boldsymbol {\tau }}$$

कहाँ I माना स्थान में पहचान मैट्रिक्स है और τ कतरनी टेंसर।

सभी गैर-सापेक्षवादी संवेग संरक्षण समीकरण, जैसे कि नेवियर-स्टोक्स समीकरण, कॉची संवेग समीकरण के साथ शुरुआत करके और एक संवैधानिक संबंध के माध्यम से तनाव टेंसर को निर्दिष्ट करके प्राप्त किए जा सकते हैं। श्यानता और द्रव अपरूपण वेग के संदर्भ में अपरूपण टेंसर को व्यक्त करके, और निरंतर घनत्व और श्यानता को मानते हुए, कॉशी संवेग समीकरण नेवियर-स्टोक्स समीकरणों की ओर ले जाएगा। अदृश्य प्रवाह को मानकर, नेवियर-स्टोक्स समीकरण यूलर समीकरणों (द्रव गतिकी) को और सरल बना सकते हैं।

तनाव टेन्सर के विचलन को इस प्रकार लिखा जा सकता है

$$\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }}=-\nabla p+\nabla \cdot {\boldsymbol {\tau }}.$$

प्रवाह पर दाब प्रवणता का प्रभाव उच्च दाब से निम्न दाब की दिशा में प्रवाह को तेज करना है।

जैसा कि कॉची संवेग समीकरण में लिखा गया है, तनाव की शर्तें p और τ अभी तक अज्ञात हैं, इसलिए अकेले इस समीकरण का उपयोग समस्याओं को हल करने के लिए नहीं किया जा सकता है। गति के समीकरणों के अलावा - न्यूटन का दूसरा नियम - एक बल मॉडल की आवश्यकता है जो तनाव को प्रवाह गति से संबंधित करता है। इस कारण से, प्राकृतिक प्रेक्षणों पर आधारित मान्यताओं को अक्सर वेग और घनत्व जैसे अन्य प्रवाह चरों के संदर्भ में तनावों को निर्दिष्ट करने के लिए लागू किया जाता है।

बाहरी बल

वेक्टर क्षेत्र f प्रति इकाई द्रव्यमान में शारीरिक बलों का प्रतिनिधित्व करता है। आमतौर पर, इनमें केवल गुरुत्व त्वरण होता है, लेकिन इसमें अन्य शामिल हो सकते हैं, जैसे विद्युत चुम्बकीय बल। गैर-जड़त्वीय समन्वय फ्रेम में, काल्पनिक बल से जुड़े अन्य जड़त्वीय त्वरण उत्पन्न हो सकते हैं।

अक्सर, इन बलों को कुछ स्केलर मात्रा के ढाल के रूप में प्रदर्शित किया जा सकता है χ, साथ f = ∇χ जिस स्थिति में उन्हें संरक्षी बल कहा जाता है। गुरुत्वाकर्षण में z दिशा, उदाहरण के लिए, की ढाल है −ρgz. क्योंकि इस तरह के गुरुत्वाकर्षण से दबाव केवल ढाल के रूप में उत्पन्न होता है, हम इसे दबाव शब्द में शरीर बल के रूप में शामिल कर सकते हैं h = p − χ. नेवियर-स्टोक्स समीकरण के दाहिनी ओर दबाव और बल की शर्तें बन जाती हैं

$$-\nabla p+\mathbf {f} =-\nabla p+\nabla \chi =-\nabla \left(p-\chi \right)=-\nabla h.$$

तनाव की अवधि में बाहरी प्रभावों को शामिल करना भी संभव है ${\boldsymbol {\sigma }}$ शरीर बल शब्द के बजाय। इसमें स्ट्रेस टेंसर में आमतौर पर सममित आंतरिक योगदान के विपरीत एंटीसिमेट्रिक स्ट्रेस (कोणीय गति के इनपुट) भी शामिल हो सकते हैं।

गैर-विमीयकरण

समीकरणों को आयाम रहित बनाने के लिए, एक विशिष्ट लंबाई r₀ और एक विशेषता वेग u₀ को परिभाषित करने की आवश्यकता है। इन्हें ऐसे चुना जाना चाहिए कि आयाम रहित चर सभी एक क्रम के हों। निम्नलिखित आयाम रहित चर इस प्रकार प्राप्त होते हैं:

$${\begin{aligned}\rho ^{*}&\equiv {\frac {\rho }{\rho _{0}}}&u^{*}&\equiv {\frac {u}{u_{0}}}&r^{*}&\equiv {\frac {r}{r_{0}}}&t^{*}&\equiv {\frac {u_{0}}{r_{0}}}t\\[6pt]\nabla ^{*}&\equiv r_{0}\nabla &\mathbf {f} ^{*}&\equiv {\frac {\mathbf {f} }{f_{0}}}&p^{*}&\equiv {\frac {p}{p_{0}}}&{\boldsymbol {\tau }}^{*}&\equiv {\frac {\boldsymbol {\tau }}{\tau _{0}}}\end{aligned}}$$

यूलर संवेग समीकरणों में इन उल्टे संबंधों का प्रतिस्थापन:

$${\frac {\rho _{0}u_{0}^{2}}{r_{0}}}{\frac {\partial \rho ^{*}\mathbf {u} ^{*}}{\partial t^{*}}}+{\frac {\nabla ^{*}}{r_{0}}}\cdot \left(\rho _{0}u_{0}^{2}\rho ^{*}\mathbf {u} ^{*}\otimes \mathbf {u} ^{*}+p_{0}p^{*}\right)=-{\frac {\tau _{0}}{r_{0}}}\nabla ^{*}\cdot {\boldsymbol {\tau }}^{*}+f_{0}\mathbf {f} ^{*}$$

और पहले गुणांक के लिए विभाजित करके:

$${\frac {\partial \mathbf {\rho } ^{*}u^{*}}{\partial t^{*}}}+\nabla ^{*}\cdot \left(\rho ^{*}\mathbf {u} ^{*}\otimes \mathbf {u} ^{*}+{\frac {p_{0}}{\rho _{0}u_{0}^{2}}}p^{*}\right)=-{\frac {\tau _{0}}{\rho _{0}u_{0}^{2}}}\nabla ^{*}\cdot {\boldsymbol {\tau }}^{*}+{\frac {f_{0}r_{0}}{u_{0}^{2}}}\mathbf {f} ^{*}$$

अब फ्राउड संख्या को परिभाषित करना:

$$\mathrm {Fr} ={\frac {u_{0}^{2}}{f_{0}r_{0}}},$$

यूलर संख्या (भौतिकी):

$$\mathrm {Eu} ={\frac {p_{0}}{\rho _{0}u_{0}^{2}}},$$

और घर्षण का गुणांक | त्वचा-घर्षण का गुणांक या जिसे आमतौर पर वायुगतिकी के क्षेत्र में 'ड्रैग' गुणांक कहा जाता है:

$$C_{\mathrm {f} }={\frac {2\tau _{0}}{\rho _{0}u_{0}^{2}}},$$

क्रमशः रूढ़िवादी चर, यानी द्रव्यमान प्रवाह और बल घनत्व से गुजरकर:

$${\begin{aligned}\mathbf {j} &=\rho \mathbf {u} \\\mathbf {g} &=\rho \mathbf {f} \end{aligned}}$$

समीकरण अंत में व्यक्त किए गए हैं (अब इंडेक्स को छोड़ रहे हैं):

Cauchy momentum equation (nondimensional conservative form)

${\frac {\partial \mathbf {j} }{\partial t}}+\nabla \cdot \left({\frac {1}{\rho }}\mathbf {j} \otimes \mathbf {j} +\mathrm {Eu} \,p\right)=-{\frac {C_{\mathrm {f} }}{2}}\nabla \cdot {\boldsymbol {\tau }}+{\frac {1}{\mathrm {Fr} }}\mathbf {g}$

फ्राउड लिमिट में कौशी समीकरण Fr → ∞ (नगण्य बाहरी क्षेत्र के अनुरूप) मुक्त कौशी समीकरण नामित हैं:

Free Cauchy momentum equation (nondimensional conservative form)

${\frac {\partial \mathbf {j} }{\partial t}}+\nabla \cdot \left({\frac {1}{\rho }}\mathbf {j} \otimes \mathbf {j} +\mathrm {Eu} \,p\right)=-{\frac {C_{\mathrm {f} }}{2}}\nabla \cdot {\boldsymbol {\tau }}$

और अंततः संरक्षण कानून हो सकता है। इस तरह के समीकरणों के लिए उच्च फ्राउड संख्या (कम बाहरी क्षेत्र) की सीमा इस प्रकार उल्लेखनीय है और गड़बड़ी सिद्धांत के साथ अध्ययन किया जाता है।

अंत में संवहन रूप में समीकरण हैं:

Cauchy momentum equation (nondimensional convective form)

${\frac {D\mathbf {u} }{Dt}}+\mathrm {Eu} \,{\frac {1}{\rho }}\nabla \cdot {\boldsymbol {\sigma }}={\frac {1}{\mathrm {Fr} }}\mathbf {f}$

3डी स्पष्ट संवहन रूप

कार्तीय 3डी निर्देशांक

असममित तनाव टेंसरों के लिए, सामान्य रूप से समीकरण निम्नलिखित रूप लेते हैं:

$$\sigma _{ij}=\sigma _{ji}\Longrightarrow \tau _{ij}=\tau _{ji}$$