नेवियर-स्टोक्स समीकरण

भौतिकी में, नेवियर-स्टोक्स समीकरण आंशिक विभेदक समीकरण हैं जो चिपचिपे द्रव पदार्थों की गति का वर्णन करते हैं, जिसका नाम फ्रांसीसी इंजीनियर और भौतिक विज्ञानी क्लॉड-लुई नेवियर और एंग्लो-आयरिश भौतिक विज्ञानी और गणितज्ञ सर जॉर्ज स्टोक्स, प्रथम बैरोनेट के नाम पर रखा गया है। वे 1822 (नेवियर) से 1842-1850 (स्टोक्स) तक उत्तरोत्तर सिद्धांतों के निर्माण के कई दशकों में विकसित हुए थे।

नेवियर-स्टोक्स समीकरण गणितीय रूप से गति के संरक्षण और न्यूटोनियन तरल पदार्थों के द्रव्यमान के संरक्षण को व्यक्त करते हैं। वे कभी-कभी दबाव, तापमान और घनत्व से संबंधित राज्य के समीकरण के साथ होते हैं। वे न्यूटन के दूसरे नियम को लागू करने से उत्पन्न होते हैं। इसहाक न्यूटन का द्रव गतिकी का दूसरा नियम, साथ में इस धारणा के साथ कि द्रव में तनाव (यांत्रिकी) एक प्रसार चिपचिपापन शब्द (वेग के अनुपात के अनुपात में) और एक दबाव शब्द का योग है- इसलिए चिपचिपा प्रवाह का वर्णन। उनके और निकटता से संबंधित यूलर समीकरणों (द्रव गतिकी) के बीच का अंतर यह है कि नेवियर-स्टोक्स समीकरण श्यानता को ध्यान में रखते हैं जबकि यूलर समीकरण केवल अदृश्य प्रवाह को मॉडल करते हैं। नतीजतन, नेवियर-स्टोक्स एक परवलयिक समीकरण हैं और इसलिए कम गणितीय संरचना होने की कीमत पर बेहतर विश्लेषणात्मक गुण हैं (जैसे वे कभी पूरी तरह से पूर्णांक नहीं होते हैं)।

नेवियर-स्टोक्स समीकरण उपयोगी हैं क्योंकि वे वैज्ञानिक और इंजीनियरिंग हित की कई घटनाओं के भौतिकी का वर्णन करते हैं। उनका उपयोग मौसम, समुद्र की धाराओं, जल प्रवाह कंडीशनिंग और एयरफ़ॉइल के चारों ओर वायु प्रवाह को मॉडल (सार) करने के लिए किया जा सकता है। नेवियर-स्टोक्स समीकरण, अपने पूर्ण और सरलीकृत रूपों में, विमान और कारों के डिजाइन, रक्त प्रवाह के अध्ययन, बिजली स्टेशनों के डिजाइन, प्रदूषण के विश्लेषण और कई अन्य चीजों में मदद करते हैं। मैक्सवेल के समीकरणों के साथ युग्मित, उनका उपयोग मैग्नेटोहाइड्रोडायनामिक्स के मॉडल और अध्ययन के लिए किया जा सकता है।

नवियर-स्टोक्स समीकरण विशुद्ध रूप से गणितीय अर्थ में भी बहुत रुचि रखते हैं। व्यावहारिक उपयोगों की विस्तृत श्रृंखला के बावजूद, यह अभी तक सिद्ध नहीं हुआ है कि क्या सहज समाधान हमेशा तीन आयामों में अस्तित्व प्रमेय है- यानी, क्या वे डोमेन (गणितीय विश्लेषण) में सभी बिंदुओं पर असीम रूप से भिन्न (या यहां तक ​​​​कि सिर्फ बंधे हुए) हैं। इसे नेवियर-स्टोक्स अस्तित्व और सहजता समस्या कहा जाता है। क्ले मैथेमेटिक्स इंस्टीट्यूट ने इसे मिलेनियम पुरस्कार समस्याओं में से एक कहा है और एक समाधान या एक प्रति उदाहरण के लिए US$1 मिलियन पुरस्कार की पेशकश की है।

प्रवाह वेग
समीकरणों का समाधान एक प्रवाह वेग है। यह एक सदिश क्षेत्र है - एक तरल पदार्थ में हर बिंदु पर, एक समय अंतराल में किसी भी समय, यह एक सदिश देता है जिसकी दिशा और परिमाण अंतरिक्ष में उस बिंदु पर और उस समय के तरल पदार्थ के वेग के होते हैं। यह आमतौर पर तीन स्थानिक आयामों और एक समय के आयाम में अध्ययन किया जाता है, हालांकि दो (स्थानिक) आयामी और स्थिर-स्थिति के मामलों को अक्सर मॉडल के रूप में उपयोग किया जाता है, और उच्च-आयामी एनालॉग्स का अध्ययन शुद्ध और अनुप्रयुक्त गणित दोनों में किया जाता है। एक बार वेग क्षेत्र की गणना हो जाने के बाद, गतिशील समीकरणों और संबंधों का उपयोग करके ब्याज की अन्य मात्रा जैसे दबाव या तापमान पाया जा सकता है। यह शास्त्रीय यांत्रिकी में सामान्य रूप से देखे जाने वाले से अलग है, जहां समाधान आमतौर पर एक कण की स्थिति या एक सातत्य (सिद्धांत) के विक्षेपण के प्रक्षेपवक्र होते हैं। स्थिति के बजाय वेग का अध्ययन एक द्रव के लिए अधिक समझ में आता है, हालांकि विज़ुअलाइज़ेशन उद्देश्यों के लिए कोई भी विभिन्न स्ट्रीमलाइन, स्ट्रीकलाइन और पाथलाइन की गणना कर सकता है। विशेष रूप से, प्रवाह वेग के रूप में व्याख्या किए गए वेक्टर क्षेत्र की स्ट्रीमलाइन, स्ट्रीकलाइन और पाथलाइन, वे पथ हैं जिनके साथ द्रव्यमान रहित द्रव कण यात्रा करेगा। ये पथ अभिन्न वक्र हैं जिनका व्युत्पन्न प्रत्येक बिंदु पर वेक्टर क्षेत्र के बराबर है, और वे एक समय में वेक्टर क्षेत्र के व्यवहार को नेत्रहीन रूप से दर्शा सकते हैं।

सामान्य सातत्य समीकरण
नेवियर-स्टोक्स संवेग समीकरण को कौशी संवेग समीकरण के एक विशेष रूप के रूप में प्राप्त किया जा सकता है, जिसका सामान्य संवहन रूप है $$ \frac{\mathrm{D} \mathbf{u}}{\mathrm{D} t} = \frac 1 \rho \nabla \cdot \boldsymbol{\sigma} + \mathbf{g}.$$ कॉची स्ट्रेस टेन्सर सेट करके $σ$ श्यानता पद का योग होना $τ$ (विचलित तनाव) और एक दबाव अवधि $−pI$ (वॉल्यूमेट्रिक स्ट्रेस), हम पहुंचते हैं

सामग्री व्युत्पन्न है। नेवियर-स्टोक्स संवेग समीकरण के संरक्षण रूप में बाईं ओर परिवर्तन:

बल्क चिपचिपाहट को स्थिर माना जाता है, अन्यथा इसे अंतिम डेरिवेटिव से बाहर नहीं निकाला जाना चाहिए। संवहन त्वरण शब्द को इस रूप में भी लिखा जा सकता है $$ \mathbf u\cdot\nabla\mathbf u = (\nabla\times\mathbf u)\times\mathbf u + \tfrac12\nabla\mathbf u^2,$$ जहां वेक्टर $$ (\nabla \times \mathbf{u}) \times \mathbf{u}$$ लैम्ब वेक्टर के रूप में जाना जाता है।

एक असम्पीडित प्रवाह के विशेष मामले के लिए, दबाव प्रवाह को बाधित करता है ताकि द्रव तत्वों की मात्रा स्थिर हो: आइसोकोरिक प्रक्रिया जिसके परिणामस्वरूप सोलेनोइडल वेक्टर क्षेत्र वेग क्षेत्र होता है $$ \nabla \cdot \mathbf{u} = 0$$.

असंपीड्य प्रवाह
असम्पीडित संवेग नेवियर-स्टोक्स समीकरण, कॉची तनाव टेन्सर पर निम्नलिखित मान्यताओं से उत्पन्न होता है:

<उल> तनाव गैलिलियन इनवेरियन है: यह सीधे प्रवाह वेग पर निर्भर नहीं करता है, लेकिन केवल प्रवाह वेग के स्थानिक डेरिवेटिव पर निर्भर करता है। तो तनाव चर टेंसर ग्रेडिएंट है $∇u$। द्रव को आइसोट्रोपिक माना जाता है, जैसा कि गैसों और सरल तरल पदार्थों के साथ होता है, और परिणामस्वरूप $τ$ एक आइसोट्रोपिक टेंसर है; इसके अलावा, चूंकि डायनेमिक स्ट्रेस टेंसर को गतिशील चिपचिपाहट के संदर्भ में व्यक्त किया जा सकता है $μ$:

कहां $$\boldsymbol{\varepsilon} = \tfrac{1}{2} \left( \mathbf{\nabla u} + \mathbf{\nabla u}^\mathrm{T} \right)$$ रेट-ऑफ-स्ट्रेन टेंसर है। तो इस अपघटन को इस प्रकार स्पष्ट किया जा सकता है:

 

डायनेमिक गाढ़ापन $μ$ स्थिर होने की आवश्यकता नहीं है - असंपीड्य प्रवाह में यह घनत्व और दबाव पर निर्भर हो सकता है। कोई भी समीकरण जो रूढ़िवादी चर में इन परिवहन गुणांकों में से एक को स्पष्ट करता है, उसे राज्य का समीकरण कहा जाता है। विचलित तनाव का विचलन इसके द्वारा दिया गया है: $$\nabla \cdot \boldsymbol \tau = 2 \mu \nabla \cdot \boldsymbol \varepsilon = \mu \nabla \cdot \left( \nabla\mathbf{u} + \nabla\mathbf{u} ^\mathrm{T} \right) = \mu \, \nabla^2 \mathbf{u}$$ चूंकि $$ \nabla \cdot \mathbf{u} = 0$$ एक असंपीड्य तरल पदार्थ के लिए।

असंपीड्यता ध्वनि या आघात तरंगों जैसे घनत्व और दबाव तरंगों को नियंत्रित करती है, इसलिए यदि ये घटनाएँ रुचि की हैं तो यह सरलीकरण उपयोगी नहीं है। असंपीड्य प्रवाह धारणा आम तौर पर कम मच संख्या (लगभग मच 0.3 तक) पर सभी तरल पदार्थों के साथ अच्छी तरह से रखती है, जैसे कि सामान्य तापमान पर हवा की मॉडलिंग के लिए। असंपीड्य नेवियर-स्टोक्स समीकरणों को घनत्व के लिए विभाजित करके सर्वोत्तम रूप से देखा जा सकता है:

यदि घनत्व पूरे द्रव क्षेत्र में स्थिर है, या, दूसरे शब्दों में, यदि सभी द्रव तत्वों का घनत्व समान है, गणित> \rho=\rho_ 0, तो हमारे पास है

कहां $𝜈 = μ⁄ρ_{0}$ गतिज श्यानता कहलाती है।

यह प्रत्येक शब्द के अर्थ को देखने लायक है (कॉची संवेग समीकरण की तुलना में): $$ \overbrace{ \underbrace{\frac{\partial \mathbf{u}}{\partial t}}_{ \begin{smallmatrix} \text{Variation} \end{smallmatrix}} + \underbrace{(\mathbf{u} \cdot \nabla) \mathbf{u}}_{ \begin{smallmatrix} \text{Convection} \end{smallmatrix}}}^{\text{Inertia (per volume)}} \overbrace{-\underbrace{\nu \, \nabla^2 \mathbf{u}}_{\text{Diffusion}}= \underbrace{-\nabla w}_{ \begin{smallmatrix} \text{Internal} \\ \text{source} \end{smallmatrix}}}^{\text{Divergence of stress}} + \underbrace{\mathbf{g}}_{ \begin{smallmatrix} \text{External} \\ \text{source} \end{smallmatrix}} . $$ उच्च-क्रम शब्द, अर्थात् कतरनी तनाव विचलन $y = h$, बस सदिश लाप्लासियन शब्द तक कम हो गया है $u = 0$. इस लाप्लासियन शब्द की व्याख्या एक बिंदु पर वेग और एक छोटे से आसपास के आयतन में औसत वेग के बीच के अंतर के रूप में की जा सकती है। इसका तात्पर्य है कि - न्यूटोनियन तरल पदार्थ के लिए - चिपचिपापन गति के प्रसार के रूप में कार्य करता है, उसी तरह गर्मी चालन के रूप में। वास्तव में संवहन शब्द की उपेक्षा करते हुए, असंपीड्य नेवियर-स्टोक्स समीकरण एक वेक्टर प्रसार समीकरण (अर्थात् स्टोक्स प्रवाह) की ओर ले जाते हैं, लेकिन सामान्य रूप से संवहन शब्द मौजूद है, इसलिए असंपीड्य नेवियर-स्टोक्स समीकरण संवहन-प्रसार समीकरणों के वर्ग से संबंधित हैं।

बाहरी क्षेत्र के रूढ़िवादी क्षेत्र होने के सामान्य मामले में: $$ \mathbf g = - \nabla \varphi $$ हाइड्रोलिक हेड को परिभाषित करके: $$h \equiv w + \varphi $$ रूढ़िवादी बाहरी क्षेत्र के साथ असंपीड्य नेवियर-स्टोक्स समीकरण तक पहुंचने के लिए अंत में एक शब्द में पूरे स्रोत को संघनित किया जा सकता है: $$\frac{\partial \mathbf{u}}{\partial t} + (\mathbf{u} \cdot \nabla) \mathbf{u} - \nu \, \nabla^2 \mathbf{u} = - \nabla h.$$ रूढ़िवादी बाहरी क्षेत्र के साथ असंपीड्य नेवियर-स्टोक्स समीकरण जलगति विज्ञान का मौलिक समीकरण है। इन समीकरणों के लिए डोमेन आमतौर पर एक 3 या उससे कम आयामी यूक्लिडियन स्थान है, जिसके लिए एक ऑर्थोगोनल समन्वय संदर्भ फ्रेम आमतौर पर हल करने के लिए स्केलर आंशिक अंतर समीकरणों की प्रणाली को स्पष्ट करने के लिए सेट किया जाता है। 3-आयामी ऑर्थोगोनल समन्वय प्रणाली में 3 हैं: कार्टेशियन समन्वय प्रणाली, बेलनाकार समन्वय प्रणाली और गोलाकार समन्वय प्रणाली। कार्टेसियन निर्देशांक में नेवियर-स्टोक्स वेक्टर समीकरण को व्यक्त करना काफी सीधा है और नियोजित यूक्लिडियन अंतरिक्ष के आयामों की संख्या से बहुत अधिक प्रभावित नहीं है, और यह पहले-क्रम की शर्तों (जैसे भिन्नता और संवहन वाले) के लिए भी मामला है। गैर-कार्टेशियन ऑर्थोगोनल समन्वय प्रणाली। लेकिन उच्च क्रम की शर्तों के लिए (दो विचलित तनाव के विचलन से आ रहे हैं जो नेवियर-स्टोक्स समीकरणों को यूलर समीकरणों से अलग करते हैं) गैर-कार्टेशियन ऑर्थोगोनल समन्वय प्रणालियों में एक अभिव्यक्ति को कम करने के लिए कुछ टेंसर कैलकुलस की आवश्यकता होती है।

असंपीड्य नेवियर-स्टोक्स समीकरण समग्र है, दो ऑर्थोगोनल समीकरणों का योग, $$\begin{align} \frac{\partial\mathbf{u}}{\partial t} &= \Pi^S\left(-(\mathbf{u}\cdot\nabla)\mathbf{u} + \nu\,\nabla^2\mathbf{u}\right) + \mathbf{f}^S \\ \rho^{-1}\,\nabla p &= \Pi^I\left(-(\mathbf{u}\cdot\nabla)\mathbf{u} + \nu\,\nabla^2\mathbf{u}\right) + \mathbf{f}^I \end{align}$$ कहां $y = −h$ और $u = 0$ सोलेनोइडल और कंजर्वेटिव वेक्टर फील्ड प्रोजेक्शन ऑपरेटर संतोषजनक हैं $∇ ⋅ τ$ और $μ∇^{2}u$ और $Π^{S}$ शरीर बल के गैर-रूढ़िवादी और रूढ़िवादी भाग हैं। यह परिणाम हेल्महोल्ट्ज़ अपघटन (वेक्टर कलन के मौलिक प्रमेय के रूप में भी जाना जाता है) से आता है। पहला समीकरण वेग के लिए एक दबाव रहित शासी समीकरण है, जबकि दबाव के लिए दूसरा समीकरण वेग का एक कार्यात्मक है और दबाव पॉइसन समीकरण से संबंधित है।

3डी में प्रोजेक्शन ऑपरेटर का स्पष्ट कार्यात्मक रूप हेल्महोल्ट्ज़ प्रमेय से पाया जाता है: $$\Pi^S\,\mathbf{F}(\mathbf{r}) = \frac{1}{4\pi}\nabla\times\int \frac{\nabla^\prime\times\mathbf{F}(\mathbf{r}')}{|\mathbf{r}-\mathbf{r}'|} \, \mathrm{d} V', \quad \Pi^I = 1-\Pi^S$$ 2डी में समान संरचना के साथ। इस प्रकार शासी समीकरण कूलम्ब के कानून और बायोट-सावर्ट कानून के समान एक पूर्णांक-अंतर समीकरण है, जो संख्यात्मक गणना के लिए सुविधाजनक नहीं है।

समीकरण का एक समतुल्य कमजोर या परिवर्तनशील रूप, नेवियर-स्टोक्स समीकरण के समान वेग समाधान का उत्पादन करने के लिए सिद्ध हुआ, द्वारा दिया गया है, $$\left(\mathbf{w},\frac{\partial\mathbf{u}}{\partial t}\right) = -\bigl(\mathbf{w}, \left(\mathbf{u}\cdot\nabla\right)\mathbf{u}\bigr) - \nu \left(\nabla\mathbf{w}: \nabla\mathbf{u}\right) + \left(\mathbf{w}, \mathbf{f}^S\right)$$ विचलन मुक्त परीक्षण कार्यों के लिए $Π^{I}$ उपयुक्त सीमा शर्तों को पूरा करना। यहाँ, अनुमानों को सोलनॉइडल और इरोटेशनल फंक्शन स्पेस की ऑर्थोगोनलिटी द्वारा पूरा किया जाता है। इसका असतत रूप अपसरण-मुक्त प्रवाह की परिमित तत्व गणना के लिए विशेष रूप से अनुकूल है, जैसा कि हम अगले भाग में देखेंगे। वहां कोई इस प्रश्न का समाधान करने में सक्षम होगा कि कोई दबाव-संचालित (पॉइज़्यूइल) समस्याओं को एक दबाव रहित शासकीय समीकरण के साथ कैसे निर्दिष्ट करता है? .

शासी वेग समीकरण से दबाव बलों की अनुपस्थिति दर्शाती है कि समीकरण एक गतिशील नहीं है, बल्कि एक काइनेमेटिक समीकरण है जहां विचलन-मुक्त स्थिति एक संरक्षण समीकरण की भूमिका निभाती है। यह सब लगातार बयानों का खंडन करता प्रतीत होता है कि असंगत दबाव विचलन-मुक्त स्थिति को लागू करता है।

मजबूत रूप
निरंतर घनत्व के न्यूटोनियन द्रव के लिए असम्पीडित नेवियर-स्टोक्स समीकरणों पर विचार करें $x$ एक डोमेन में $$ \Omega \subset \mathbb R^d \quad (d=2, 3)$$ सीमा के साथ $$ \partial \Omega = \Gamma_D \cup \Gamma_N ,$$ प्राणी $Π^{S} + Π^{I} = 1$ और $f^{S}$ सीमा के हिस्से जहां क्रमशः डिरिचलेट सीमा शर्त और न्यूमैन सीमा शर्त लागू होती है ($f^{I}$): $$ \begin{cases} \rho \dfrac{\partial \boldsymbol u}{\partial t} + \rho (\boldsymbol u \cdot \nabla) \boldsymbol u - \nabla \cdot \boldsymbol \sigma (\boldsymbol u, p) = \boldsymbol f & \text{ in } \Omega \times (0, T) \\ \nabla \cdot \boldsymbol u = 0 & \text{ in } \Omega \times (0, T) \\ \boldsymbol u = \boldsymbol g & \text{ on } \Gamma_D \times (0, T) \\ \sigma (\boldsymbol u, p) \boldsymbol{\hat n} = \boldsymbol h & \text{ on } \Gamma_N \times (0, T) \\ \boldsymbol u(0)= \boldsymbol u_0 & \text{ in } \Omega \times \{ 0\} \end{cases} $$ $w$ द्रव वेग है, $Γ_{D}$ द्रव दबाव, $Γ_{N}$ एक दिया गया मजबूर शब्द, $Γ_{D} ∩ Γ_{N} = ∅$ जावक निर्देशित इकाई सामान्य वेक्टर करने के लिए $u$, और $p$ विस्कस स्ट्रेस टेन्सर को इस प्रकार परिभाषित किया गया है: $$\boldsymbol \sigma (\boldsymbol u, p) = -p \boldsymbol I + 2 \mu \boldsymbol \varepsilon (\boldsymbol u).$$ होने देना $B$ द्रव की गतिशील चिपचिपाहट हो, $f$ दूसरे क्रम की पहचान मैट्रिक्स और $n̂$ तनाव-दर टेन्सर को इस प्रकार परिभाषित किया गया है: $$ \boldsymbol \varepsilon (\boldsymbol u) = \tfrac{1}{2} \left(\left(\nabla \boldsymbol u\right) + \left(\nabla \boldsymbol u\right)^\mathrm{T}\right). $$ कार्य $Γ_{N}$ और $σ(u, p)$ डिरिचलेट और न्यूमैन सीमा डेटा दिए गए हैं, जबकि $I$ प्रारम्भिक स्थिति है। पहला समीकरण संवेग संतुलन समीकरण है, जबकि दूसरा द्रव्यमान के संरक्षण, अर्थात् निरंतरता समीकरण का प्रतिनिधित्व करता है। सदिश पहचान का उपयोग करते हुए निरंतर गतिशील चिपचिपाहट मानते हुए $$ \nabla \cdot \left(\nabla \boldsymbol f\right)^\mathrm{T}= \nabla (\nabla \cdot \boldsymbol f)$$ और बड़े पैमाने पर संरक्षण का शोषण, गति समीकरण में कुल तनाव टेन्सर का विचलन भी इस रूप में व्यक्त किया जा सकता है: $$ \begin{align} \nabla \cdot \boldsymbol \sigma (\boldsymbol u, p) & = \nabla \cdot\bigl(-p \boldsymbol I + 2 \mu \boldsymbol \varepsilon (\boldsymbol u)\bigr) \\ & = - \nabla p + 2 \mu \nabla \cdot \boldsymbol \varepsilon (\boldsymbol u) \\ & = - \nabla p + 2 \mu \nabla \cdot \left [ \tfrac{1}{2} \left(\left(\nabla \boldsymbol u\right) + \left(\nabla \boldsymbol u\right)^\mathrm{T}\right) \right ] \\[5pt] & = -\nabla p + \mu \left(\Delta \boldsymbol u + \nabla \cdot \left(\nabla \boldsymbol u\right)^\mathrm{T}\right) \\ & = -\nabla p + \mu \bigl(\Delta \boldsymbol u + \nabla  \underbrace{(\nabla \cdot \boldsymbol u)}_{=0}\bigr) = -\nabla p + \mu \, \Delta \boldsymbol u. \end{align} $$ इसके अलावा, ध्यान दें कि न्यूमैन सीमा की स्थिति को इस प्रकार पुनर्व्यवस्थित किया जा सकता है: $$ \sigma (\boldsymbol u, p) \boldsymbol{\hat n} = \bigl(-p \boldsymbol I + 2 \mu \boldsymbol \varepsilon (\boldsymbol u)\bigr)\boldsymbol{\hat n} = -p \boldsymbol{\hat n} + \mu \frac{\partial \boldsymbol u}{\partial \boldsymbol{\hat n} }. $$

कमजोर रूप
नेवियर-स्टोक्स समीकरणों के कमजोर रूप को खोजने के लिए, सबसे पहले गति समीकरण पर विचार करें $$ \rho \dfrac{\partial \boldsymbol u}{\partial t} - \mu \Delta \boldsymbol u + \rho (\boldsymbol u \cdot \nabla) \boldsymbol u  +\nabla p  = \boldsymbol f $$ परीक्षण समारोह के लिए इसे गुणा करें $ε(u)$, एक उपयुक्त स्थान में परिभाषित किया गया $A$, और डोमेन के संबंध में दोनों सदस्यों को एकीकृत करें $g$: $$ \int_\Omega \rho \frac{\partial \boldsymbol u}{\partial t}\cdot \boldsymbol v - \int_\Omega \mu \Delta \boldsymbol u \cdot \boldsymbol v+ \int_\Omega \rho (\boldsymbol u \cdot \nabla) \boldsymbol u \cdot \boldsymbol v +\int_\Omega \nabla p \cdot \boldsymbol v = \int_\Omega \boldsymbol f \cdot \boldsymbol v $$ गॉस प्रमेय का उपयोग करके विसारक और दबाव की शर्तों को भागों द्वारा प्रति-एकीकृत करना: $$\begin{align} -\int_\Omega \mu \Delta \boldsymbol u \cdot \boldsymbol v &= \int_\Omega \mu \nabla \boldsymbol u \cdot \nabla \boldsymbol v - \int_{\partial \Omega} \mu \frac{\partial \boldsymbol u}{\partial {\boldsymbol \hat n}} \cdot \boldsymbol v \\[5pt] \int_\Omega \nabla p \cdot \boldsymbol v &= -\int_\Omega p \nabla \cdot \boldsymbol v + \int_{\partial \Omega} p \boldsymbol v \cdot {\boldsymbol \hat n} \end{align}$$ इन संबंधों का उपयोग करते हुए, व्यक्ति प्राप्त करता है: $$ \int_\Omega \rho \dfrac{\partial \boldsymbol u}{\partial t}\cdot \boldsymbol v + \int_\Omega \mu \nabla \boldsymbol u \cdot \nabla \boldsymbol v + \int_\Omega \rho (\boldsymbol u \cdot \nabla) \boldsymbol u \cdot \boldsymbol v - \int_\Omega p \nabla \cdot \boldsymbol v = \int_\Omega \boldsymbol f \cdot \boldsymbol v + \int_{\partial \Omega} \left ( \mu \frac{\partial \boldsymbol u}{\partial {\boldsymbol \hat n}} - p \boldsymbol{\hat n}\right) \cdot \boldsymbol v \quad \forall \boldsymbol v \in V. $$ इसी तरह, एक परीक्षण समारोह के लिए निरंतरता समीकरण को गुणा किया जाता है $ρ$ एक अंतरिक्ष से संबंधित $μ$ और डोमेन में एकीकृत $h$: $$\int_\Omega q \nabla \cdot \boldsymbol u = 0. \quad \forall q \in Q. $$ अंतरिक्ष कार्यों को निम्नानुसार चुना जाता है: $$\begin{align} V=\left[H_0^1(\Omega)\right]^d &= \left\{ \boldsymbol v \in \left[H^1(\Omega)\right]^d: \quad \boldsymbol v = \boldsymbol 0 \text{ on } \Gamma_D \right\}, \\ [5pt] Q &= L^2(\Omega) \end{align}$$ परीक्षण समारोह को ध्यान में रखते हुए $u_{0}$ डिरिचलेट सीमा पर गायब हो जाता है और न्यूमैन की स्थिति पर विचार करते हुए, सीमा पर अभिन्न को पुनर्व्यवस्थित किया जा सकता है: $$ \int_{\partial \Omega} \left ( \mu \frac{\partial \boldsymbol u}{\partial {\boldsymbol \hat n}} - p \boldsymbol{\hat n}\right) \cdot \boldsymbol v= \underbrace{\int_{\Gamma_D} \left ( \mu \frac{\partial \boldsymbol u}{\partial {\boldsymbol \hat n}} - p \boldsymbol{\hat n}\right) \cdot \boldsymbol v}_{\boldsymbol v = \boldsymbol 0 \text{ on } \Gamma_D \ } + \int_{\Gamma_N} \underbrace{\left ( \mu \frac{\partial \boldsymbol u}{\partial {\boldsymbol \hat n}} - p \boldsymbol{\hat n}\right)}_{= \boldsymbol h \text{ on } \Gamma_N} \cdot \boldsymbol v = \int_{\Gamma_N} \boldsymbol h \cdot \boldsymbol v. $$ इसे ध्यान में रखते हुए, नेवियर-स्टोक्स समीकरणों के कमजोर सूत्रीकरण को इस प्रकार व्यक्त किया गया है: $$\begin{align} &\text{find } \boldsymbol u \in L^2\left(\mathbb R^+\; \left[H^1(\Omega)\right]^d\right) \cap C^0\left(\mathbb R^+ \; \left[L^2(\Omega)\right]^d\right) \text{ such that: } \\[5pt] &\quad\begin{cases} \displaystyle \int_{\Omega}\rho \dfrac{\partial \boldsymbol u}{\partial t}\cdot \boldsymbol v +\int_{\Omega} \mu \nabla \boldsymbol u \cdot \nabla \boldsymbol v  + \int_{\Omega}\rho (\boldsymbol u \cdot \nabla) \boldsymbol u \cdot \boldsymbol v -\int_{\Omega} p \nabla \cdot \boldsymbol v= \int_{\Omega}\boldsymbol f \cdot \boldsymbol v +  \int_{\Gamma_N} \boldsymbol h \cdot \boldsymbol v \quad \forall \boldsymbol v \in V, \\ \displaystyle \int_{\Omega} q \nabla \cdot \boldsymbol u = 0 \quad \forall q \in Q. \end{cases}\end{align} $$

असतत वेग
समस्या डोमेन के विभाजन और विभाजित डोमेन पर आधार कार्यों को परिभाषित करने के साथ, गवर्निंग समीकरण का असतत रूप है $$\left(\mathbf{w}_i, \frac{\partial\mathbf{u}_j}{\partial t}\right) = -\bigl(\mathbf{w}_i, \left(\mathbf{u}\cdot\nabla\right)\mathbf{u}_j\bigr) - \nu\left(\nabla\mathbf{w}_i: \nabla\mathbf{u}_j\right) + \left(\mathbf{w}_i, \mathbf{f}^S\right).$$ आधार कार्यों का चयन करना वांछनीय है जो असंगत प्रवाह की आवश्यक विशेषता को दर्शाता है - तत्वों को विचलन मुक्त होना चाहिए। जबकि वेग रुचि का चर है, हेल्महोल्ट्ज़ प्रमेय द्वारा धारा फ़ंक्शन या वेक्टर क्षमता का अस्तित्व आवश्यक है। इसके अलावा, दबाव प्रवणता की अनुपस्थिति में द्रव प्रवाह का निर्धारण करने के लिए, कोई भी 2डी चैनल में स्ट्रीम फ़ंक्शन वैल्यू के अंतर को निर्दिष्ट कर सकता है, या 3डी में चैनल के चारों ओर वेक्टर क्षमता के स्पर्शरेखा घटक के लाइन इंटीग्रल, प्रवाह दिया जा रहा है स्टोक्स के प्रमेय द्वारा। निम्नलिखित में चर्चा 2डी तक सीमित रहेगी।

हम चर्चा को निरंतर हर्मिट परिमित तत्वों तक सीमित रखते हैं जिनके पास कम से कम प्रथम-व्युत्पन्न-स्वतंत्रता की डिग्री है। इससे प्लेटों के मुड़ने वाले साहित्य से बड़ी संख्या में उम्मीदवार त्रिकोणीय और आयताकार तत्वों को आकर्षित किया जा सकता है। इन तत्वों में ग्रेडिएंट के घटकों के रूप में डेरिवेटिव हैं। 2डी में, स्केलर का ग्रेडिएंट और कर्ल स्पष्ट रूप से ऑर्थोगोनल हैं, जो भावों द्वारा दिए गए हैं, $$\begin{align} \nabla\varphi &= \left(\frac{\partial \varphi}{\partial x},\,\frac{\partial \varphi}{\partial y}\right)^\mathrm{T}, \\[5pt] \nabla\times\varphi &= \left(\frac{\partial \varphi}{\partial y},\,-\frac{\partial \varphi}{\partial x}\right)^\mathrm{T}. \end{align}$$ निरंतर प्लेट-झुकने वाले तत्वों को अपनाना, व्युत्पन्न डिग्री-ऑफ़-फ्रीडम को बदलना और उपयुक्त के चिन्ह को बदलना, स्ट्रीम फ़ंक्शन तत्वों के कई परिवार देता है।

स्केलर स्ट्रीम फंक्शन एलिमेंट्स के कर्ल लेने से डाइवर्जेंस-फ्री वेलोसिटी एलिमेंट्स मिलते हैं। आवश्यकता है कि स्ट्रीम फ़ंक्शन तत्व निरंतर हों, यह आश्वासन देता है कि वेग का सामान्य घटक तत्व इंटरफेस में निरंतर है, जो इन इंटरफेस पर विचलन को गायब करने के लिए आवश्यक है।

सीमा शर्तों को लागू करना आसान है। सतहों पर नो-स्लिप वेलोसिटी की स्थिति के साथ, स्ट्रीम फ़ंक्शन नो-फ्लो सतहों पर स्थिर है। खुले चैनलों में स्ट्रीम फ़ंक्शन के अंतर प्रवाह को निर्धारित करते हैं। खुली सीमाओं पर कोई सीमा शर्तें जरूरी नहीं हैं, हालांकि कुछ समस्याओं के साथ लगातार मूल्यों का उपयोग किया जा सकता है। ये सभी डिरिक्लेट स्थितियां हैं।

हल किए जाने वाले बीजगणितीय समीकरणों को स्थापित करना आसान है, लेकिन निश्चित रूप से #Nonlinearity|non-linear हैं, जिनके लिए रैखिक समीकरणों की पुनरावृत्ति की आवश्यकता होती है।

इसी तरह के विचार तीन-आयामों पर लागू होते हैं, लेकिन क्षमता की सदिश प्रकृति के कारण 2डी से विस्तार तत्काल नहीं है, और ग्रेडिएंट और कर्ल के बीच कोई सरल संबंध मौजूद नहीं है जैसा कि 2डी में था।

दबाव वसूली
वेग क्षेत्र से दबाव पुनर्प्राप्त करना आसान है। दबाव प्रवणता के लिए असतत कमजोर समीकरण है, $$(\mathbf{g}_i, \nabla p) = -\left(\mathbf{g}_i, \left(\mathbf{u}\cdot\nabla\right)\mathbf{u}_j\right) - \nu\left(\nabla\mathbf{g}_i: \nabla\mathbf{u}_j\right) + \left(\mathbf{g}_i, \mathbf{f}^I\right)$$ जहाँ परीक्षण/भार फलन अघूर्णी होते हैं। किसी भी अनुरूप अदिश परिमित तत्व का उपयोग किया जा सकता है। हालाँकि, दबाव ढाल क्षेत्र भी रुचि का हो सकता है। इस मामले में, दबाव के लिए स्केलर हर्मिट तत्वों का उपयोग किया जा सकता है। परीक्षण/वजन कार्यों के लिए $v$ कोई दबाव तत्व के ढाल से प्राप्त अघूर्णी सदिश तत्वों का चयन करेगा।

संदर्भ के गैर-जड़त्वीय फ्रेम
संदर्भ के घूर्णन फ्रेम सामग्री व्युत्पन्न शब्द के माध्यम से समीकरणों में कुछ रोचक छद्म-बलों का परिचय देता है। संदर्भ के एक स्थिर जड़त्वीय फ्रेम पर विचार करें $V$, और संदर्भ का एक गैर-जड़त्वीय ढांचा $q$, जो वेग के साथ अनुवाद कर रहा है $Ω$ और कोणीय वेग से घूम रहा है $Ω$ स्थिर फ्रेम के संबंध में। गैर-जड़त्वीय फ्रेम से देखा गया नेवियर-स्टोक्स समीकरण तब बन जाता है

यहां $v$ और $g_{i}$ गैर-जड़त्वीय फ्रेम में मापा जाता है। कोष्ठक में पहला शब्द कोरिओलिस त्वरण का प्रतिनिधित्व करता है, दूसरा शब्द केन्द्रापसारक बल के कारण है, तीसरा रैखिक त्वरण के कारण है $Q$ इसके संबंध में $K$ और चौथा पद के कोणीय त्वरण के कारण है $K′$ इसके संबंध में $K′$.

अन्य समीकरण
नेवियर-स्टोक्स समीकरण सख्ती से संवेग संतुलन का एक बयान है। द्रव प्रवाह का पूरी तरह से वर्णन करने के लिए, अधिक जानकारी की आवश्यकता है, कितनी धारणाओं पर निर्भर करता है। इस अतिरिक्त जानकारी में सीमा डेटा (नो-स्लिप कंडीशन|नो-स्लिप, केशिका सतह, आदि), द्रव्यमान का संरक्षण, ऊष्मप्रवैगिकी का पहला नियम (द्रव यांत्रिकी), और/या राज्य का समीकरण शामिल हो सकते हैं।

असंपीड्य द्रव के लिए निरंतरता समीकरण
प्रवाह मान्यताओं के बावजूद, द्रव्यमान के संरक्षण का एक बयान आम तौर पर आवश्यक होता है। यह द्रव्यमान निरंतरता समीकरण के माध्यम से प्राप्त किया जाता है, जो इसके सबसे सामान्य रूप में दिया गया है: $$\frac{\partial \rho}{\partial t} + \nabla \cdot (\rho \mathbf{u}) = 0$$ या, मूल व्युत्पन्न का उपयोग करना: $$\frac{\mathrm{D} \rho}{\mathrm{D} t} + \rho (\nabla \cdot \mathbf{u}) = 0.$$ असंपीड्य द्रव के लिए, प्रवाह की रेखा के साथ घनत्व समय के साथ स्थिर रहता है, $$\frac{\mathrm{D} \rho}{\mathrm{D} t} = 0.$$ इसलिए वेग का विचलन हमेशा शून्य होता है: $$\nabla \cdot \mathbf{u} = 0.$$

असंपीड्य 2D तरल पदार्थ
के लिए स्ट्रीम फ़ंक्शन असंपीड्य नेवियर-स्टोक्स समीकरण के कर्ल (गणित) को लेने से दबाव समाप्त हो जाता है। यह देखना विशेष रूप से आसान है कि क्या 2डी कार्टेशियन प्रवाह ग्रहण किया गया है (जैसे पतित 3डी मामले में $U(t)$ और किसी चीज पर निर्भर नहीं है $K$), जहां समीकरण कम हो जाते हैं: $$\begin{align} \rho \left(\frac{\partial u_x}{\partial t} + u_x \frac{\partial u_x}{\partial x} + u_y \frac{\partial u_x}{\partial y}\right) &= -\frac{\partial p}{\partial x} + \mu \left(\frac{\partial^2 u_x}{\partial x^2} + \frac{\partial^2 u_x}{\partial y^2}\right) + \rho g_x \\ \rho \left(\frac{\partial u_y}{\partial t} + u_x \frac{\partial u_y}{\partial x} + u_y \frac{\partial u_y}{\partial y}\right) &= -\frac{\partial p}{\partial y} + \mu \left(\frac{\partial^2 u_y}{\partial x^2} + \frac{\partial^2 u_y}{\partial y^2}\right) + \rho g_y. \end{align}$$ के संबंध में पहले को अलग करना $K′$, दूसरे के संबंध में $K$ और परिणामी समीकरणों को घटाने से दबाव और कोई भी रूढ़िवादी बल समाप्त हो जाएगा। असम्पीडित प्रवाह के लिए, स्ट्रीम फ़ंक्शन को परिभाषित करना $z$ के माध्यम से $$u_x = \frac{\partial \psi}{\partial y}; \quad u_y = -\frac{\partial \psi}{\partial x}$$ बड़े पैमाने पर निरंतरता बिना शर्त संतुष्ट हो जाती है (स्ट्रीम फ़ंक्शन निरंतर है), और फिर असम्पीडित न्यूटोनियन 2D गति और बड़े पैमाने पर संरक्षण एक समीकरण में संघनित होता है: $$\frac{\partial}{\partial t}\left(\nabla^2 \psi\right) + \frac{\partial \psi}{\partial y} \frac{\partial}{\partial x}\left(\nabla^2 \psi\right) - \frac{\partial \psi}{\partial x} \frac{\partial}{\partial y}\left(\nabla^2 \psi\right) = \nu \nabla^4 \psi$$ कहां $Ω(t)$ 2D बिहारमोनिक ऑपरेटर है और $y$ कीनेमेटिक चिपचिपाहट है, $x$. हम इसे जैकोबियन मैट्रिक्स और निर्धारक का उपयोग करके भी व्यक्त कर सकते हैं: $$\frac{\partial}{\partial t}\left(\nabla^2 \psi\right) + \frac{\partial\left(\psi, \nabla^2\psi \right)}{\partial(y,x)} = \nu \nabla^4 \psi.$$ उपयुक्त सीमा स्थितियों के साथ यह एकल समीकरण 2डी द्रव प्रवाह का वर्णन करता है, केवल एक पैरामीटर के रूप में कीनेमेटिक चिपचिपाहट लेता है। ध्यान दें कि रेंगने वाले प्रवाह का समीकरण तब होता है जब बाईं ओर शून्य मान लिया जाता है।

एक्सिसिमेट्रिक फ्लो में एक अन्य स्ट्रीम फ़ंक्शन फॉर्मूलेशन, जिसे स्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन कहा जाता है, का उपयोग एक स्केलर (गणित) फ़ंक्शन के साथ एक असंगत प्रवाह के वेग घटकों का वर्णन करने के लिए किया जा सकता है।

असम्पीडित नेवियर-स्टोक्स समीकरण एक अंतर बीजगणितीय समीकरण है, जिसमें असुविधाजनक विशेषता है कि समय में दबाव को आगे बढ़ाने के लिए कोई स्पष्ट तंत्र नहीं है। नतीजतन, कम्प्यूटेशनल प्रक्रिया के सभी या हिस्से से दबाव को खत्म करने के लिए बहुत प्रयास किए गए हैं। स्ट्रीम फ़ंक्शन फॉर्मूलेशन दबाव को समाप्त करता है लेकिन केवल दो आयामों में और उच्च डेरिवेटिव्स को शुरू करने और वेग के उन्मूलन की कीमत पर, जो कि ब्याज का प्राथमिक चर है।

अरैखिकता
नेवियर-स्टोक्स समीकरण सामान्य स्थिति में अरैखिक आंशिक अंतर समीकरण हैं और इसलिए लगभग हर वास्तविक स्थिति में बने रहते हैं। कुछ मामलों में, जैसे एक आयामी प्रवाह और स्टोक्स प्रवाह (या रेंगने वाला प्रवाह), समीकरणों को रैखिक समीकरणों में सरल बनाया जा सकता है। ग़ैर-रैखिकता अधिकांश समस्याओं को हल करना मुश्किल या असंभव बना देती है और समीकरण मॉडल की अशांति के लिए मुख्य योगदानकर्ता है।

गैर-रैखिकता संवहन त्वरण के कारण होती है, जो स्थिति में वेग में परिवर्तन से जुड़ा त्वरण है। इसलिए, किसी भी संवहन प्रवाह, चाहे अशांत हो या न हो, में गैर-रैखिकता शामिल होगी। संवहनी लेकिन लामिनार प्रवाह (अशांत) प्रवाह का एक उदाहरण एक छोटे अभिसरण नोजल के माध्यम से चिपचिपा द्रव (उदाहरण के लिए, तेल) का मार्ग होगा। इस तरह के प्रवाह, चाहे ठीक से हल करने योग्य हों या नहीं, अक्सर अच्छी तरह से अध्ययन और समझा जा सकता है।

अशांति
विक्षोभ समय-निर्भर कैओस सिद्धांत व्यवहार है जो कई तरल प्रवाहों में देखा जाता है। आमतौर पर यह माना जाता है कि यह समग्र रूप से द्रव की जड़ता के कारण होता है: समय-निर्भर और संवहन त्वरण की परिणति; इसलिए प्रवाह होता है जहां जड़त्वीय प्रभाव छोटे होते हैं लामिनार होते हैं (रेनॉल्ड्स संख्या यह निर्धारित करती है कि प्रवाह जड़ता से कितना प्रभावित होता है)। यह माना जाता है, हालांकि निश्चित रूप से ज्ञात नहीं है, कि नेवियर-स्टोक्स समीकरण विक्षोभ का ठीक से वर्णन करते हैं। अशांत प्रवाह के लिए नेवियर-स्टोक्स समीकरणों का संख्यात्मक समाधान अत्यंत कठिन है, और काफी भिन्न मिश्रण-लंबाई के पैमाने के कारण जो अशांत प्रवाह में शामिल हैं, इसके स्थिर समाधान के लिए ऐसे महीन जाल संकल्प की आवश्यकता होती है कि कम्प्यूटेशनल समय महत्वपूर्ण हो जाता है गणना या प्रत्यक्ष संख्यात्मक अनुकरण के लिए अव्यवहारिक। लैमिनार सॉल्वर का उपयोग करके अशांत प्रवाह को हल करने का प्रयास आमतौर पर एक समय-अस्थिर समाधान के रूप में होता है, जो उचित रूप से अभिसरण करने में विफल रहता है। इसका मुकाबला करने के लिए, समय-औसत समीकरण जैसे कि रेनॉल्ड्स-औसत नेवियर-स्टोक्स समीकरण (RANS), अशांति मॉडल के साथ पूरक, व्यावहारिक कम्प्यूटेशनल द्रव गतिकी (CFD) अनुप्रयोगों में उपयोग किए जाते हैं जब अशांत प्रवाह मॉडलिंग करते हैं। कुछ मॉडलों में स्पालार्ट-अल्मारस टर्बुलेंस मॉडल शामिल हैं। स्पालार्ट-ऑलमारस, के-ओमेगा टर्बुलेंस मॉडल|$x$–$ψ$, विक्षोभ गतिज ऊर्जा|$ν$–$k$, और SST (मेंटर्स शीयर स्ट्रेस ट्रांसपोर्ट) मॉडल, जो RANS समीकरणों को बंद करने के लिए कई अतिरिक्त समीकरण जोड़ते हैं। इन समीकरणों को संख्यात्मक रूप से हल करने के लिए बड़े एड़ी सिमुलेशन (LES) का भी उपयोग किया जा सकता है। यह दृष्टिकोण कम्प्यूटेशनल रूप से अधिक महंगा है - समय और कंप्यूटर मेमोरी में - RANS की तुलना में, लेकिन बेहतर परिणाम उत्पन्न करता है क्योंकि यह बड़े अशांत पैमानों को स्पष्ट रूप से हल करता है।

प्रयोज्यता
पूरक समीकरणों (उदाहरण के लिए, द्रव्यमान का संरक्षण) और अच्छी तरह से तैयार की गई सीमा स्थितियों के साथ, नेवियर-स्टोक्स समीकरण द्रव गति को सटीक रूप से मॉडल करते हैं; यहां तक ​​कि अशांत प्रवाह भी (औसतन) वास्तविक दुनिया के अवलोकनों से सहमत प्रतीत होते हैं।

नेवियर-स्टोक्स समीकरण मानते हैं कि जिस द्रव का अध्ययन किया जा रहा है वह एक सातत्य यांत्रिकी है (यह असीम रूप से विभाज्य है और परमाणुओं या अणुओं जैसे कणों से बना नहीं है), और विशेष सापेक्षता #सापेक्ष यांत्रिकी पर नहीं चल रहा है। बहुत छोटे पैमाने पर या अत्यधिक परिस्थितियों में, असतत अणुओं से बने वास्तविक तरल पदार्थ नेवियर-स्टोक्स समीकरणों द्वारा प्रतिरूपित निरंतर तरल पदार्थों से भिन्न परिणाम उत्पन्न करेंगे। उदाहरण के लिए, तरल पदार्थ में आंतरिक परतों की केशिकात्व उच्च ढाल वाले प्रवाह के लिए प्रकट होता है। समस्या की बड़ी नुडसेन संख्या के लिए, बोल्ट्जमैन समीकरण एक उपयुक्त प्रतिस्थापन हो सकता है। विफल होने पर, किसी को आणविक गतिशीलता या विभिन्न संकर विधियों का सहारा लेना पड़ सकता है। एक और सीमा समीकरणों की जटिल प्रकृति है। सामान्य द्रव परिवारों के लिए समय-परीक्षण सूत्रीकरण मौजूद हैं, लेकिन कम सामान्य परिवारों के लिए नेवियर-स्टोक्स समीकरणों का उपयोग बहुत जटिल योगों के परिणामस्वरूप होता है और अक्सर अनुसंधान समस्याओं को खोलने के लिए होता है। इस कारण से, ये समीकरण आमतौर पर न्यूटोनियन तरल पदार्थों के लिए लिखे जाते हैं जहां चिपचिपापन मॉडल रैखिक होता है; अन्य प्रकार के तरल पदार्थों (जैसे रक्त) के प्रवाह के लिए वास्तव में सामान्य मॉडल मौजूद नहीं हैं।

विशिष्ट समस्याओं के लिए आवेदन
नवियर-स्टोक्स समीकरण, विशिष्ट तरल पदार्थों के लिए स्पष्ट रूप से लिखे जाने पर भी, प्रकृति में सामान्य हैं और विशिष्ट समस्याओं के लिए उनका उचित अनुप्रयोग बहुत विविध हो सकता है। यह आंशिक रूप से है क्योंकि समस्याओं की एक विशाल विविधता है जिसे मॉडल किया जा सकता है, स्थिर दबाव के वितरण के रूप में सरल से लेकर सतह तनाव द्वारा संचालित मल्टीफ़ेज़ प्रवाह के रूप में जटिल तक।

आम तौर पर, विशिष्ट समस्याओं के लिए आवेदन कुछ प्रवाह मान्यताओं और प्रारंभिक/सीमा स्थिति निर्माण के साथ शुरू होता है, इसके बाद समस्या को और सरल बनाने के लिए स्केल विश्लेषण (गणित) किया जा सकता है।



समानांतर प्रवाह
समानांतर प्लेटों के बीच स्थिर, समानांतर, एक-आयामी, गैर-संवहनी दबाव-संचालित प्रवाह मान लें, परिणामी स्केल्ड (आयाम रहित) सीमा मान समस्या है: $$\frac{\mathrm{d}^2 u}{\mathrm{d} y^2} = -1; \quad u(0) = u(1) = 0.$$ बाउंड्री कंडीशन नो स्लिप कंडीशन है। प्रवाह क्षेत्र के लिए यह समस्या आसानी से हल हो जाती है: $$u(y) = \frac{y - y^2}{2}.$$ इस बिंदु से आगे, अधिक मात्रा में ब्याज आसानी से प्राप्त किया जा सकता है, जैसे चिपचिपा ड्रैग बल या शुद्ध प्रवाह दर।

रेडियल प्रवाह
समस्या थोड़ी अधिक जटिल हो जाने पर कठिनाइयाँ उत्पन्न हो सकती हैं। ऊपर समानांतर प्रवाह पर एक मामूली मोड़ समानांतर प्लेटों के बीच रेडियल प्रवाह होगा; इसमें संवहन और इस प्रकार गैर-रैखिकता शामिल है। वेग क्षेत्र को एक फ़ंक्शन द्वारा दर्शाया जा सकता है $u$ जो संतुष्ट होना चाहिए: $$\frac{\mathrm{d}^2 f}{\mathrm{d} z^2} + R f^2 = -1; \quad f(-1) = f(1) = 0.$$ यह सामान्य अंतर समीकरण वह है जो तब प्राप्त होता है जब नेवियर-स्टोक्स समीकरण लिखे जाते हैं और प्रवाह मान्यताओं को लागू किया जाता है (इसके अतिरिक्त, दबाव प्रवणता को हल किया जाता है)। गैर-रैखिक शब्द इसे विश्लेषणात्मक रूप से हल करने के लिए एक बहुत ही कठिन समस्या बनाता है (एक लंबा अंतर्निहित कार्य समाधान पाया जा सकता है जिसमें अण्डाकार अभिन्न और घन सूत्र शामिल हैं)। समाधान के वास्तविक अस्तित्व के साथ समस्याएँ उत्पन्न होती हैं $u_{z} = 0$ (लगभग; यह 2| का वर्गमूल नहीं है√2), पैरामीटर $ω$ उचित रूप से चुने गए पैमानों के साथ रेनॉल्ड्स संख्या होना। यह उनकी प्रयोज्यता खोने वाली प्रवाह धारणाओं का एक उदाहरण है, और उच्च रेनॉल्ड्स संख्या प्रवाह में कठिनाई का एक उदाहरण है।

संवहन
रेले-बेनार्ड संवहन एक प्रकार का प्राकृतिक संवहन है जिसे नेवियर-स्टोक्स समीकरण द्वारा वर्णित किया जा सकता है। इसकी विश्लेषणात्मक और प्रायोगिक पहुंच के कारण यह सबसे अधिक अध्ययन की जाने वाली संवहन घटनाओं में से एक है।

नेवियर-स्टोक्स समीकरणों के सटीक समाधान
नेवियर-स्टोक्स समीकरणों के कुछ सटीक समाधान मौजूद हैं। पतित मामलों के उदाहरण- शून्य के बराबर नेवियर-स्टोक्स समीकरणों में गैर-रैखिक शब्दों के साथ- हेगन-पॉइज़्यूइल समीकरण, कुएट प्रवाह और ऑसिलेटरी स्टोक्स सीमा परत हैं। लेकिन इसके अलावा, अधिक दिलचस्प उदाहरण, पूर्ण गैर-रैखिक समीकरणों के समाधान मौजूद हैं, जैसे जेफरी-हैमेल प्रवाह, वॉन कर्मन घुमावदार प्रवाह, स्थिरता बिंदु प्रवाह, लैंडौ-स्क्वायर जेट और टेलर-ग्रीन वोर्टेक्स। ध्यान दें कि इन सटीक समाधानों के अस्तित्व का मतलब यह नहीं है कि वे स्थिर हैं: उच्च रेनॉल्ड्स संख्या में अशांति विकसित हो सकती है।

अतिरिक्त मान्यताओं के तहत, घटक भागों को अलग किया जा सकता है।

एक त्रि-आयामी स्थिर-राज्य भंवर समाधान
हॉफ फिब्रेशन की तर्ज पर प्रवाह पर विचार करने से कोई विलक्षणता वाला एक स्थिर-राज्य उदाहरण नहीं आता है। होने देना $k$ भीतरी कुंडल की एक स्थिर त्रिज्या हो। समाधान का एक सेट इसके द्वारा दिया गया है: $$\begin{align} \rho(x, y, z) &= \frac{3B}{r^2 + x^2 + y^2 + z^2} \\ p(x, y, z) &= \frac{-A^2B}{\left(r^2 + x^2 + y^2 + z^2\right)^3} \\ \mathbf{u}(x, y, z) &= \frac{A}{\left(r^2 + x^2 + y^2 + z^2\right)^2}\begin{pmatrix} 2(-ry + xz) \\ 2(rx + yz) \\ r^2 - x^2 - y^2 + z^2 \end{pmatrix} \\ g &= 0 \\ \mu &= 0 \end{align}$$ मनमाने स्थिरांक के लिए $ε$ और $R$. यह एक गैर-चिपचिपी गैस (संपीड़ित द्रव) में एक समाधान है जिसका घनत्व, वेग और दबाव मूल से बहुत दूर तक शून्य हो जाता है। (ध्यान दें कि यह क्ले मिलेनियम समस्या का समाधान नहीं है क्योंकि यह असम्पीडित तरल पदार्थों को संदर्भित करता है $p$ एक स्थिर है, और न ही यह किसी विक्षोभ गुणों के संबंध में नेवियर-स्टोक्स समीकरणों की विशिष्टता से निपटता है।) यह भी ध्यान देने योग्य है कि वेग सदिश के घटक वास्तव में पायथागॉरियन चौगुनी पैरामीट्रिजेशन से हैं। समान वेग क्षेत्र के साथ घनत्व और दबाव के अन्य विकल्प संभव हैं:

चिपचिपा त्रि-आयामी आवधिक समाधान
आवधिक पूर्ण-त्रि-आयामी चिपचिपा समाधान के दो उदाहरण में वर्णित हैं। इन समाधानों को त्रि-आयामी टोरस पर परिभाषित किया गया है $$ \mathbb{T}^3 = [0, L]^3 $$ और क्रमशः सकारात्मक और नकारात्मक हाइड्रोडायनामिकल हेलीकॉप्टर की विशेषता है। सकारात्मक हेलिसिटी वाला समाधान इसके द्वारा दिया गया है: $$\begin{align} u_x &= \frac{4 \sqrt{2}}{3 \sqrt{3}} \, U_0 \left[\, \sin(k x - \pi/3) \cos(k y + \pi/3) \sin(k z + \pi/2) - \cos(k z - \pi/3) \sin(k x + \pi/3) \sin(k y + \pi/2) \,\right] e^{-3 \nu k t} \\ u_y &= \frac{4 \sqrt{2}}{3 \sqrt{3}} \, U_0 \left[\, \sin(k y - \pi/3) \cos(k z + \pi/3) \sin(k x + \pi/2) - \cos(k x - \pi/3) \sin(k y + \pi/3) \sin(k z + \pi/2) \,\right] e^{-3 \nu k t} \\ u_z &= \frac{4 \sqrt{2}}{3 \sqrt{3}} \, U_0 \left[\, \sin(k z - \pi/3) \cos(k x + \pi/3) \sin(k y + \pi/2) - \cos(k y - \pi/3) \sin(k z + \pi/3) \sin(k x + \pi/2) \,\right] e^{-3 \nu k t} \end{align}$$ कहां $$k = 2 \pi/L$$ तरंग संख्या है और वेग घटकों को सामान्यीकृत किया जाता है ताकि द्रव्यमान की प्रति इकाई औसत गतिज ऊर्जा हो $$U_0^2/2$$ पर $$ t = 0 $$. दबाव क्षेत्र को वेग क्षेत्र से प्राप्त किया जाता है $$ p = p_0 - \rho_0 \| \boldsymbol{u} \|^2/2$$ (कहां $$p_0$$ और $$\rho_0$$ क्रमशः दबाव और घनत्व क्षेत्रों के संदर्भ मान हैं)। चूंकि दोनों समाधान बेल्ट्रामी प्रवाह की श्रेणी से संबंधित हैं, वर्टिसिटी क्षेत्र वेग के समानांतर है और, सकारात्मक हेलिसिटी वाले मामले के लिए, द्वारा दिया गया है $$\omega =\sqrt{3} \, k \, \boldsymbol{u}$$. इन समाधानों को क्लासिक द्वि-आयामी टेलर-ग्रीन टेलर-ग्रीन भंवर के तीन आयामों में सामान्यीकरण के रूप में माना जा सकता है।

वाईल्ड आरेख
वायल्ड डायग्राम बहीखाता ग्राफ (असतत गणित) हैं जो मौलिक सातत्य यांत्रिकी के एक गड़बड़ी सिद्धांत के माध्यम से नेवियर-स्टोक्स समीकरणों के अनुरूप हैं। क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत में फेनमैन आरेखों के समान, ये आरेख द्रव गतिकी में गैर-संतुलन प्रक्रियाओं के लिए मस्टीस्लाव क्लेडीश की तकनीक का विस्तार हैं। दूसरे शब्दों में, ये आरेख संभाव्यता वितरण में छद्म-यादृच्छिक कार्य (गणित) से जुड़े स्टोचैस्टिक प्रक्रियाओं का पालन करने के लिए सहसंबंध समारोह की अनुमति देकर और द्रव कणों को परस्पर क्रिया करके अशांत तरल पदार्थों में (अक्सर) अशांति की घटनाओं के लिए ग्राफ सिद्धांत प्रदान करते हैं।

3D
में प्रतिनिधित्व

ध्यान दें कि इस खंड के सूत्र आंशिक डेरिवेटिव के लिए सिंगल-लाइन नोटेशन का उपयोग करते हैं, जहां, उदा। $$\partial_x u$$ का अर्थ आंशिक व्युत्पन्न है $∇^{4}$ इसके संबंध में $A$, और $$\partial_y^2 f_\theta$$ का अर्थ दूसरे क्रम का आंशिक व्युत्पन्न है $ν = μ⁄ρ$ इसके संबंध में $B$.

2022 का पेपर 3डी अशांत द्रव प्रवाह के लिए नेवियर-स्टोक्स समीकरण का कम खर्चीला, गतिशील और आवर्तक समाधान प्रदान करता है। उपयुक्त रूप से कम समय के पैमाने पर, विक्षोभ की गतिशीलता नियतात्मक होती है।

कार्तीय निर्देशांक
नेवियर-स्टोक्स के सामान्य रूप से, वेग वेक्टर के रूप में विस्तारित हुआ $f(z)$, कभी-कभी क्रमशः नामित $p$, $r$, $A$, हम वेक्टर समीकरण को स्पष्ट रूप से लिख सकते हैं, $$\begin{align} x:\ &\rho \left({\partial_t u_x} + u_x \, {\partial_x u_x} + u_y \, {\partial_y u_x} + u_z \, {\partial_z u_x}\right) \\ &\quad= -\partial_x p + \mu \left({\partial_x^2 u_x} + {\partial_y^2 u_x} + {\partial_z^2 u_x}\right) + \frac{1}{3} \mu \ \partial_x \left( {\partial_x u_x} + {\partial_y u_y} + {\partial_z u_z} \right) + \rho g_x \\ \end{align}$$ $$\begin{align} y:\ &\rho \left({\partial_t u_y} + u_x {\partial_x u_y} + u_y {\partial_y u_y} + u_z {\partial_z u_y}\right) \\ &\quad= -{\partial_y p} + \mu \left({\partial_x^2 u_y} + {\partial_y^2 u_y} + {\partial_z^2 u_y}\right) + \frac{1}{3} \mu \ \partial_y \left( {\partial_x u_x} + {\partial_y u_y} + {\partial_z u_z} \right) + \rho g_y \\ \end{align}$$ $$\begin{align} z:\ &\rho \left({\partial_t u_z} + u_x {\partial_x u_z} + u_y {\partial_y u_z} + u_z {\partial_z u_z}\right) \\ &\quad= -{\partial_z p} + \mu \left({\partial_x^2 u_z} + {\partial_y^2 u_z} + {\partial_z^2 u_z}\right) + \frac{1}{3} \mu \ \partial_z \left( {\partial_x u_x} + {\partial_y u_y} + {\partial_z u_z} \right) + \rho g_z. \end{align}$$ ध्यान दें कि गुरुत्वाकर्षण को शरीर बल के रूप में और के मूल्यों के रूप में माना गया है $B$, $ρ$, $f$ निर्देशांक के चुने हुए सेट के संबंध में गुरुत्वाकर्षण के उन्मुखीकरण पर निर्भर करेगा।

निरंतरता समीकरण पढ़ता है: $$\partial_t \rho + \partial_x (\rho u_x) + \partial_y (\rho u_y) + \partial_z (\rho u_z) = 0.$$ जब प्रवाह असंपीड्य होता है, $x$ किसी द्रव कण के लिए नहीं बदलता है, और इसकी सामग्री व्युत्पन्न गायब हो जाती है: $R > 1.41$. निरंतरता समीकरण को कम कर दिया गया है: $$\partial_x u_x + \partial_y u_y + \partial_z u_z = 0.$$ इस प्रकार, नेवियर-स्टोक्स समीकरण के असम्पीडित संस्करण के लिए चिपचिपा शब्दों का दूसरा भाग दूर हो जाता है (असम्पीडित प्रवाह देखें)।

चार समीकरणों की इस प्रणाली में सबसे अधिक इस्तेमाल किया जाने वाला और अध्ययन किया गया रूप शामिल है। हालांकि अन्य अभ्यावेदन की तुलना में तुलनात्मक रूप से अधिक कॉम्पैक्ट, यह अभी भी आंशिक अंतर समीकरणों की एक अरैखिक प्रणाली है जिसके लिए समाधान प्राप्त करना मुश्किल है।

बेलनाकार निर्देशांक
कार्तीय समीकरणों पर चरों के परिवर्तन से परिणाम प्राप्त होंगे के लिए निम्नलिखित गति समीकरण $y$, $u$, और $v$ $$\begin{align} r:\ & \rho \left({\partial_t u_r} + u_r {\partial_r u_r} + \frac{u_\varphi}{r} {\partial_\varphi u_r} + u_z {\partial_z u_r} - \frac{u_\varphi^2}{r}\right) \\ &\quad = -{\partial_r p} \\ &\qquad + \mu \left(\frac{1}{r} \partial_r \left(r {\partial_r u_r}\right) +                      \frac{1}{r^2} {\partial_\varphi^2 u_r} + {\partial_z^2 u_r} - \frac{u_r}{r^2} -                      \frac{2}{r^2} {\partial_\varphi u_\varphi} \right) \\ &\qquad + \frac{1}{3}\mu \partial_r \left( \frac{1}{r} {\partial_r\left(r u_r\right)} + \frac{1}{r} {\partial_\varphi u_\varphi} + {\partial_z u_z} \right) \\ &\qquad + \rho g_r \\[8px] \end{align}$$ $$\begin{align} \varphi:\ & \rho \left({\partial_t u_\varphi} + u_r {\partial_r u_\varphi} + \frac{u_\varphi}{r} {\partial_\varphi u_\varphi} + u_z {\partial_z u_\varphi} + \frac{u_r u_\varphi}{r} \right) \\ &\quad = -\frac{1}{r} {\partial_\varphi p} \\ &\qquad + \mu \left(\frac{1}{r} \  \partial_r \left(r {\partial_r u_\varphi}\right)                    + \frac{1}{r^2} {\partial_\varphi^2 u_{\varphi}}                    + {\partial_z^2 u_{\varphi}} + \frac{2}{r^2} {\partial_\varphi u_r}                    - \frac{u_\varphi}{r^2}\right) \\ &\qquad + \frac{1}{3}\mu \frac{1}{r} \partial_\varphi \left( \frac{1}{r} {\partial_r\left(r u_r\right)} + \frac{1}{r} {\partial_\varphi u_\varphi} + {\partial_z u_z} \right) \\ &\qquad + \rho g_\varphi \\[8px] \end{align}$$ $$\begin{align} z:\ & \rho \left({\partial_t u_z} + u_r {\partial_r u_z} + \frac{u_\varphi}{r} {\partial_\varphi u_z} + u_z {\partial_z u_z}\right) \\ &\quad = -{\partial_z p} \\ &\qquad + \mu \left(\frac{1}{r} \partial_r \left(r {\partial_r u_z}\right)                    + \frac{1}{r^2} {\partial_\varphi^2 u_z} + {\partial_z^2 u_z}\right) \\ &\qquad + \frac{1}{3}\mu \partial_z \left( \frac{1}{r} {\partial_r \left(r u_r\right)}                                           + \frac{1}{r} {\partial_\varphi u_\varphi} + {\partial_z u_z} \right) \\ &\qquad + \rho g_z. \end{align}$$ गुरुत्वाकर्षण घटक आम तौर पर स्थिर नहीं होंगे, हालांकि अधिकांश अनुप्रयोगों के लिए या तो निर्देशांक चुने जाते हैं ताकि गुरुत्वाकर्षण घटक स्थिर हों या फिर यह माना जाता है कि दबाव क्षेत्र द्वारा गुरुत्वाकर्षण का प्रतिकार किया जाता है (उदाहरण के लिए, क्षैतिज पाइप में प्रवाह बिना सामान्य रूप से व्यवहार किया जाता है) गुरुत्वाकर्षण और ऊर्ध्वाधर दबाव प्रवणता के बिना)। निरंतरता समीकरण है: $${\partial_t\rho} + \frac{1}{r} \partial_r \left(\rho r u_r\right) + \frac{1}{r} {\partial_\varphi \left(\rho u_\varphi\right)} + {\partial_z \left(\rho u_z\right)} = 0. $$ असम्पीडित नेवियर-स्टोक्स समीकरणों का यह बेलनाकार प्रतिनिधित्व दूसरा सबसे अधिक देखा जाने वाला (उपर्युक्त कार्टेशियन है)। समरूपता का लाभ उठाने के लिए बेलनाकार निर्देशांक चुने जाते हैं, ताकि एक वेग घटक गायब हो सके। कोई स्पर्शरेखा वेग की धारणा के साथ अक्षीय प्रवाह एक बहुत ही सामान्य मामला है ($(r,φ)$), और शेष मात्राएँ स्वतंत्र हैं $w$: $$\begin{align} \rho \left({\partial_t u_r} + u_r {\partial_r u_r} + u_z {\partial_z u_r}\right) &= -{\partial_r p} + \mu \left(\frac{1}{r} \partial_r \left(r {\partial_r u_r}\right) + {\partial_z^2 u_r} - \frac{u_r}{r^2}\right) + \rho g_r \\ \rho \left({\partial_t u_z} + u_r {\partial_r u_z} + u_z {\partial_z u_z}\right) &= -{\partial_z p} + \mu \left(\frac{1}{r} \partial_r \left(r {\partial_r u_z}\right) + {\partial_z^2 u_z}\right) + \rho g_z \\ \frac{1}{r} \partial_r\left(r u_r\right) + {\partial_z u_z} &= 0. \end{align}$$

गोलाकार निर्देशांक
, द $g_{x}$, $g_{y}$, और $g_{z}$ संवेग समीकरण हैं (उपयोग किए गए सम्मेलन पर ध्यान दें: $ρ$ ध्रुवीय कोण है, या अक्षांश है, $(u_{r},u_{φ})$): $$\begin{align} r:\ &\rho \left({\partial_t u_r} + u_r {\partial_r u_r} + \frac{u_\varphi}{r \sin\theta} {\partial_\varphi u_r} + \frac{u_\theta}{r} {\partial_\theta u_r} - \frac{u_\varphi^2 + u_\theta^2}{r}\right) \\ &\quad = -{\partial_r p} \\ &\qquad + \mu \left(\frac{1}{r^2} \partial_r \left(r^2 {\partial_r u_r}\right) + \frac{1}{r^2 \sin^2\theta} {\partial_\varphi^2 u_r} + \frac{1}{r^2 \sin\theta} \partial_\theta \left(\sin\theta {\partial_\theta u_r}\right) - 2\frac{u_r + {\partial_\theta u_\theta} + u_\theta \cot\theta}{r^2} - \frac{2}{r^2 \sin\theta} {\partial_\varphi u_\varphi} \right) \\ &\qquad + \frac{1}{3}\mu \partial_r \left( \frac{1}{r^2} \partial_r\left(r^2 u_r\right) + \frac{1}{r \sin\theta} \partial_\theta \left( u_\theta\sin\theta \right) + \frac{1}{r\sin\theta} {\partial_\varphi u_\varphi} \right) \\ &\qquad + \rho g_r \\[8px] \end{align}$$ $$\begin{align} \varphi:\ &\rho \left({\partial_t u_\varphi} + u_r {\partial_r u_\varphi} + \frac{u_\varphi}{r \sin\theta} {\partial_\varphi u_\varphi} + \frac{u_\theta}{r} {\partial_\theta u_\varphi} + \frac{u_r u_\varphi + u_\varphi u_\theta \cot\theta}{r}\right) \\ &\quad = -\frac{1}{r \sin\theta} {\partial_\varphi p} \\ &\qquad + \mu \left(\frac{1}{r^2} \partial_r \left(r^2 {\partial_r u_\varphi}\right) + \frac{1}{r^2 \sin^2\theta} {\partial_\varphi^2 u_\varphi} + \frac{1}{r^2 \sin\theta} \partial_\theta \left(\sin\theta {\partial_\theta u_\varphi}\right) + \frac{2 \sin\theta {\partial_\varphi u_r} + 2 \cos\theta {\partial_\varphi u_\theta} - u_\varphi}{r^2 \sin^2\theta} \right) \\ &\qquad + \frac{1}{3}\mu\frac{1}{r \sin\theta} \partial_\varphi \left( \frac{1}{r^2} \partial_r \left(r^2 u_r\right) + \frac{1}{r \sin\theta} \partial_\theta \left( u_\theta\sin\theta \right) + \frac{1}{r\sin\theta} {\partial_\varphi u_\varphi} \right) \\ &\qquad + \rho g_\varphi \\[8px] \end{align}$$ $$\begin{align} \theta:\ &\rho \left({\partial_t u_\theta} + u_r {\partial_r u_\theta} + \frac{u_\varphi}{r \sin\theta} {\partial_\varphi u_\theta} + \frac{u_\theta}{r} {\partial_\theta u_\theta} + \frac{u_r u_\theta - u_\varphi^2 \cot\theta}{r}\right) \\ &\quad = -\frac{1}{r} {\partial_\theta p} \\ &\qquad + \mu \left(\frac{1}{r^2} \partial_r \left(r^2 {\partial_r u_\theta}\right) + \frac{1}{r^2 \sin^2\theta} {\partial_\varphi^2 u_\theta} + \frac{1}{r^2 \sin\theta} \partial_\theta \left(\sin\theta {\partial_\theta u_\theta}\right) + \frac{2}{r^2} {\partial_\theta u_r} - \frac{u_\theta + 2 \cos\theta {\partial_\varphi u_\varphi}}{r^2 \sin^2\theta} \right) \\ &\qquad + \frac{1}{3}\mu\frac{1}{r} \partial_\theta \left( \frac{1}{r^2} \partial_r \left(r^2 u_r\right) + \frac{1}{r \sin\theta} \partial_\theta  \left( u_\theta\sin\theta \right) + \frac{1}{r\sin\theta} {\partial_\varphi u_\varphi} \right) \\ &\qquad + \rho g_\theta. \end{align}$$ मास निरंतरता पढ़ेगा: $${\partial_t \rho} + \frac{1}{r^2} \partial_r \left(\rho r^2 u_r\right) + \frac{1}{r \sin\theta}{\partial_\varphi (\rho u_\varphi)} + \frac{1}{r \sin\theta} \partial_\theta \left(\sin\theta \rho u_\theta\right) = 0.$$ उदाहरण के लिए, फैक्टरिंग द्वारा ये समीकरण (थोड़ा) संकुचित हो सकते हैं $r ≥ 1$ चिपचिपी शर्तों से। हालाँकि, ऐसा करने से लाप्लासियन और अन्य मात्राओं की संरचना में अवांछनीय रूप से परिवर्तन होगा।

नेवियर-स्टोक्स समीकरण खेलों में उपयोग
नेवियर-स्टोक्स समीकरणों का वीडियो गेम में बड़े पैमाने पर उपयोग किया जाता है ताकि विभिन्न प्रकार की प्राकृतिक घटनाओं का मॉडल तैयार किया जा सके। आग और धुएं जैसे छोटे पैमाने के गैसीय तरल पदार्थों के सिमुलेशन अक्सर मौलिक पेपर रियल-टाइम फ्लुइड डायनेमिक्स फॉर गेम्स पर आधारित होते हैं। जोस स्टैम द्वारा, जो स्टैम के पहले के अधिक प्रसिद्ध पेपर स्टेबल फ्लुइड्स में प्रस्तावित विधियों में से एक को विस्तृत करता है 1999 से। स्टैम ने 1968 से एक नेवियर-स्टोक्स समाधान पद्धति का उपयोग करते हुए स्थिर द्रव सिमुलेशन का प्रस्ताव दिया, जो बिना शर्त स्थिर अर्ध-लैग्रैंगियन संवहन योजना के साथ युग्मित है, जैसा कि 1992 में पहली बार प्रस्तावित किया गया था।

सेंट्रल प्रोसेसिंग यूनिट (सीपीयू) के विरोध में गेम सिस्टम ग्राफिक्स प्रोसेसिंग यूनिट (जीपीयू) पर चलने वाले इस काम के आधार पर और अधिक हालिया कार्यान्वयन और प्रदर्शन के उच्च स्तर को प्राप्त करते हैं। स्टैम के मूल कार्य में कई सुधार प्रस्तावित किए गए हैं, जो वेग और द्रव्यमान दोनों में उच्च संख्यात्मक अपव्यय से स्वाभाविक रूप से पीड़ित हैं।

इंटरएक्टिव फ्लुइड सिमुलेशन का परिचय 2007 ACM SIGGRAPH कोर्स, कंप्यूटर एनिमेशन के लिए फ्लुइड सिमुलेशन में पाया जा सकता है।

यह भी देखें
• Adhémar Jean Claude Barré de Saint-Venant

• Bogoliubov–Born–Green–Kirkwood–Yvon hierarchy of equations

• Boltzmann equation

• Cauchy momentum equation

• Cauchy stress tensor

• Chapman–Enskog theory

• Churchill–Bernstein equation

• Coandă effect

• Computational fluid dynamics

• Continuum mechanics

• Convection–diffusion equation

• Derivation of the Navier–Stokes equations

• Einstein–Stokes equation

• Euler equations

• Hagen–Poiseuille flow from the Navier–Stokes equations

• Millennium Prize Problems

• Non-dimensionalization and scaling of the Navier–Stokes equations

• Pressure-correction method

• Primitive equations

• Rayleigh–Bénard convection

• Reynolds transport theorem

• Stokes equations

• Vlasov equation

सामान्य संदर्भ

 * विवेट जिरॉल्ट | वी। जिरॉल्ट और पी. ए. रविअर्ट। नेवियर-स्टोक्स समीकरणों के लिए परिमित तत्व विधियाँ: सिद्धांत और एल्गोरिदम। कम्प्यूटेशनल गणित में स्प्रिंगर सीरीज। स्प्रिंगर-वेरलाग, 1986।
 * स्मट्स, अलेक्जेंडर जे। (2014), ए फिजिकल इंट्रोडक्शन टू फ्लुइड मैकेनिक्स, विले, ISBN 0-47-1253499
 * टेमम, रोजर (1984): द नेवियर-स्टोक्स इक्वेशन: थ्योरी एंड न्यूमेरिकल एनालिसिस, एसीएम चेल्सी पब्लिशिंग, 1984; ISBN 978-0-8218-2737-6
 * विवेट जिरॉल्ट | वी। जिरॉल्ट और पी. ए. रविअर्ट। नेवियर-स्टोक्स समीकरणों के लिए परिमित तत्व विधियाँ: सिद्धांत और एल्गोरिदम। कम्प्यूटेशनल गणित में स्प्रिंगर सीरीज। स्प्रिंगर-वेरलाग, 1986।
 * स्मट्स, अलेक्जेंडर जे। (2014), ए फिजिकल इंट्रोडक्शन टू फ्लुइड मैकेनिक्स, विले, ISBN 0-47-1253499
 * टेमम, रोजर (1984): द नेवियर-स्टोक्स इक्वेशन: थ्योरी एंड न्यूमेरिकल एनालिसिस, एसीएम चेल्सी पब्लिशिंग, 1984; ISBN 978-0-8218-2737-6
 * स्मट्स, अलेक्जेंडर जे। (2014), ए फिजिकल इंट्रोडक्शन टू फ्लुइड मैकेनिक्स, विले, ISBN 0-47-1253499
 * टेमम, रोजर (1984): द नेवियर-स्टोक्स इक्वेशन: थ्योरी एंड न्यूमेरिकल एनालिसिस, एसीएम चेल्सी पब्लिशिंग, 1984; ISBN 978-0-8218-2737-6
 * टेमम, रोजर (1984): द नेवियर-स्टोक्स इक्वेशन: थ्योरी एंड न्यूमेरिकल एनालिसिस, एसीएम चेल्सी पब्लिशिंग, 1984; ISBN 978-0-8218-2737-6

बाहरी कड़ियाँ

 * Simplified derivation of the Navier–Stokes equations
 * Three-dimensional unsteady form of the Navier–Stokes equations Glenn Research Center, NASA