कुएट प्रवाह

द्रव गतिकी में, Couette प्रवाह दो सतहों के बीच की जगह में एक चिपचिपापन द्रव का प्रवाह है, जिनमें से एक दूसरे के सापेक्ष स्पर्शरेखा से चल रहा है। सतहों की आपेक्षिक गति द्रव पर कतरनी का दबाव डालती है और प्रवाह को प्रेरित करती है। शब्द की परिभाषा के आधार पर, प्रवाह दिशा में एक अनुप्रयुक्त दाब प्रवणता भी हो सकती है।

Couette कॉन्फ़िगरेशन कुछ व्यावहारिक समस्याओं का मॉडल करता है, जैसे पृथ्वी का आवरण और पृथ्वी का वातावरण, और हल्के भारित द्रव असर में प्रवाहित करें। यह विस्कोमीटर में भी कार्यरत है और समय प्रतिवर्तीता के अनुमानों को प्रदर्शित करता है। इसका नाम 19वीं शताब्दी के अंत में फ्रेंच एंगर्स विश्वविद्यालय में भौतिकी के प्रोफेसर मौरिस डुवेट के नाम पर रखा गया है।

प्लेनर डुवेट प्रवाह
शियरिंग (भौतिकी)|कतरनी चालित द्रव गति को दर्शाने के लिए अधिकांशतः अंडरग्रेजुएट भौतिकी और इंजीनियरिंग पाठ्यक्रमों में Couette प्रवाह का उपयोग किया जाता है। एक साधारण विन्यास दूरी से अलग दो अनंत, समांतर प्लेटों से मेल खाता है $$h$$; एक प्लेट निरंतर सापेक्ष वेग के साथ अनुवाद करती है $$U$$ अपने ही विमान में। दबाव प्रवणताओं की उपेक्षा करते हुए, नेवियर-स्टोक्स समीकरण सरल हो जाते हैं


 * $$\frac{d^2 u}{d y^2} = 0,$$

कहाँ $$y$$ स्थानिक समन्वय प्लेटों के लिए सामान्य है और $$u(y)$$ वेग क्षेत्र है। यह समीकरण इस धारणा को दर्शाता है कि प्रवाह यूनिडायरेक्शनल है - अर्थात, वेग के तीन घटकों में से केवल एक $$(u, v, w)$$ गैर तुच्छ है। यदि निचली प्लेट से मेल खाती है $$y=0$$, सीमा शर्तें हैं $$u(0)=0$$ और $$u(h)=U$$. अचूक उपाय


 * $$u (y) = U\frac{y}{h} $$

दो बार समाकलित करके और सीमा शर्तों का उपयोग करके स्थिरांकों को हल करके पाया जा सकता है। प्रवाह का एक उल्लेखनीय पहलू यह है कि कतरनी तनाव पूरे डोमेन में स्थिर है। विशेष रूप से, वेग का पहला व्युत्पन्न, $$U/h$$, स्थिर है। श्यानता के अनुसार|न्यूटन का श्यानता का नियम (न्यूटोनियन द्रव), अपरूपण प्रतिबल इस अभिव्यक्ति और (निरंतर) द्रव श्यानता का उत्पाद है।

स्टार्टअप
फ़ाइल: StartupCouette.pdf|thumb|200px हकीकत में, Couette समाधान तुरंत नहीं पहुंचा है। स्थिर अवस्था के दृष्टिकोण का वर्णन करने वाली स्टार्टअप समस्या किसके द्वारा दी गई है


 * $$\frac{\partial u}{\partial t} = \nu \frac{\partial^2 u}{\partial y^2}$$

प्रारंभिक शर्त के अधीन


 * $$u(y,0)=0, \quad 00.$$

स्थिर समाधान को घटाकर समस्या को समांगी अवकल समीकरण बनाया जा सकता है। फिर, चरों के पृथक्करण को लागू करने से समाधान होता है:
 * $$u(y,t)= U \frac{y}{h} - \frac{2U}{\pi} \sum_{n=1}^{\infty} \frac{1}{n} e^{-n^2 \pi^2 \frac{\nu t}{h^2}} \sin \left[n \pi \left(1-\frac{y}{h}\right)\right]$$.

स्थिर अवस्था में विश्राम का वर्णन करने वाला टाइमस्केल है $$t\sim h^2/\nu$$, जैसा कि चित्र में दिखाया गया है। स्थिर अवस्था तक पहुँचने में लगने वाला समय केवल प्लेटों के बीच की दूरी पर निर्भर करता है $$h$$ और तरल पदार्थ की कीनेमेटिक चिपचिपाहट, किन्तु चालू नहीं $$U$$.

दाब प्रवणता के साथ तलीय प्रवाह
एक अधिक सामान्य Couette प्रवाह में एक स्थिर दबाव प्रवणता सम्मिलित है $$G=-dp/dx=\mathrm{constant}$$ प्लेटों के समानांतर दिशा में। नेवियर-स्टोक्स समीकरण हैं


 * $$  \frac{d^2 u}{d y^2}  =- \frac{G}{\mu},$$

कहाँ $$\mu$$ गतिशील चिपचिपाहट है। उपरोक्त समीकरण को दो बार एकीकृत करना और सीमा शर्तों को लागू करना (दबाव प्रवणता के बिना Couette प्रवाह के स्थितियोंमें समान) देता है


 * $$u (y) = \frac{G}{2\mu} y \, (h-y) + U \frac{y}{h}.$$

दाब प्रवणता धनात्मक (प्रतिकूल दाब प्रवणता) या ऋणात्मक (अनुकूल दाब प्रवणता) हो सकती है। स्थिर प्लेटों के सीमित स्थितियोंमें ($$U=0$$), प्रवाह को हेगन-पॉइज़्यूइल समीकरण#प्लेन पॉइज़्यूइल प्रवाह के रूप में संदर्भित किया जाता है, और इसमें एक सममित (क्षैतिज मध्य-विमान के संदर्भ में) परवलयिक वेग प्रोफ़ाइल है।

संकुचित प्रवाह
फ़ाइल: CompCouette.pdf|thumb|200px|संपीड़ित Couette के लिए प्रवाह $$\mathrm{M}=0$$फ़ाइल: CompCouette2.pdf|thumb|200px|संपीड़ित Couette के लिए प्रवाह $$\mathrm{M}^2\mathrm{Pr}=7.5$$असम्पीडित प्रवाह में, वेग प्रोफ़ाइल रैखिक होती है क्योंकि द्रव का तापमान स्थिर होता है। जब ऊपरी और निचली दीवारों को अलग-अलग तापमान पर बनाए रखा जाता है, तो वेग प्रोफ़ाइल अधिक जटिल होती है। चूँकि, इसका एक त्रुटिहीन अंतर्निहित समाधान है जैसा कि 1950 में सी.आर. इलिंगवर्थ द्वारा दिखाया गया था। स्थिर वेग के साथ निचली दीवार और ऊपरी दीवार के गति के साथ समतल Couette प्रवाह पर विचार करें $$U$$. सबस्क्रिप्ट के साथ निचली दीवार पर द्रव गुणों को निरूपित करें $$w$$ और ऊपरी दीवार पर सबस्क्रिप्ट के साथ गुण $$\infty$$. ऊपरी दीवार पर गुण और दबाव निर्धारित किया जाता है और संदर्भ मात्रा के रूप में लिया जाता है। होने देना $$l$$ दो दीवारों के बीच की दूरी हो। सीमा शर्तें हैं


 * $$u=0, \ v =0, \ h=h_w=c_{pw} T_w \ \text{at} \ y=0,$$
 * $$u=U, \ v =0, \ h=h_\infty=c_{p\infty} T_\infty, \ p=p_\infty \ \text{at} \ y=l$$

कहाँ $$h$$ विशिष्ट तापीय धारिता है और $$c_p$$ विशिष्ट ऊष्मा है। द्रव्यमान का संरक्षण और $$y$$-गति की आवश्यकता है $$v=0, \ p=p_\infty$$ प्रवाह डोमेन में हर जगह। ऊर्जा संरक्षण और $$x$$-गति को कम करना


 * $$ \frac{d}{dy} \left(\mu \frac{du}{dy}\right) =0, \quad \Rightarrow \quad \frac{d\tau}{dy}=0, \quad \Rightarrow \quad \tau=\tau_w$$
 * $$ \frac{1}{\mathrm{Pr}}\frac{d}{dy} \left(\mu \frac{dh}{dy}\right) + \mu \left(\frac{du}{dy}\right)^2=0.$$

कहाँ $$\tau=\tau_w=\text{constant}$$ दीवार कतरनी तनाव है। प्रवाह रेनॉल्ड्स संख्या पर निर्भर नहीं करता है $$\mathrm{Re}=U l/\nu_\infty$$, बल्कि प्रान्तल संख्या पर $$\mathrm{Pr}=\mu_\infty c_{p\infty}/\kappa_\infty$$ और मच संख्या $$\mathrm{M} = U/c_\infty= U/\sqrt{(\gamma-1)h_\infty}$$, कहाँ $$\kappa$$ तापीय चालकता है, $$c$$ ध्वनि की गति है और $$\gamma$$ विशिष्ट ऊष्मा अनुपात है। गैर-आयामी चरों का परिचय दें


 * $$\tilde y = \frac{y}{l}, \quad \tilde T = \frac{T}{T_\infty}, \quad \tilde T_w = \frac{T_w}{T_\infty}, \quad \tilde h = \frac{h}{h_\infty}, \quad \tilde h_w= \frac{h_w}{h_\infty}, \quad \tilde u=\frac{u}{U}, \quad \tilde\mu = \frac{\mu}{\mu_\infty}, \quad \tilde\tau_w = \frac{\tau_w}{\mu_\infty U/l}$$

इन मात्राओं के संदर्भ में, समाधान हैं


 * $$\tilde h = \tilde h_w + \left[\frac{\gamma-1}{2} \mathrm{M}^2 \mathrm{Pr} + (1-\tilde h_w)\right] \tilde u - \frac{\gamma-1}{2} \mathrm{M}^2 \mathrm{Pr} \, \tilde u^2,$$
 * $$\tilde y = \frac{1}{\tilde \tau_w} \int_0^{\tilde u} \tilde \mu d\tilde u, \quad \tilde \tau_w = \int_0^1 \tilde \mu d\tilde u, \quad q_w = - \frac{1}{\mathrm{Pr}} \tau_w \left(\frac{dh}{du}\right)_w,$$

कहाँ $$q_w$$ निचली दीवार से प्रति इकाई क्षेत्र में प्रति इकाई समय में हस्तांतरित ऊष्मा है। इस प्रकार $$\tilde h, \tilde T, \tilde u, \tilde \mu$$ के निहित कार्य हैं $$y$$. पुनर्प्राप्ति तापमान के संदर्भ में कोई भी समाधान लिख सकता है $$T_r$$ और रिकवरी थैलेपी $$h_r$$ एक इन्सुलेटेड दीवार के तापमान पर मूल्यांकन किया जाता है अर्थात, के मान $$T_w$$ और $$h_w$$ जिसके लिए $$q_w=0$$. तो समाधान है


 * $$\frac{q_w}{\tau_w U} = \frac{\tilde T_w-\tilde T_r}{(\gamma-1)\mathrm{M}^2 \mathrm{Pr}}, \quad \tilde T_r =1+ \frac{\gamma-1}{2} \mathrm{M}^2\mathrm{Pr},$$
 * $$\tilde h = \tilde h_w + (\tilde h_r-\tilde h_w) \tilde u - \frac{\gamma-1}{2}\mathrm{M}^2 \mathrm{Pr} \, \tilde u^2.$$

यदि विशिष्ट ऊष्मा स्थिर है, तो $$\tilde h=\tilde T$$. कब $$\mathrm{M}\rightarrow 0$$ और $$T_w=T_\infty, \Rightarrow q_w= 0$$, तब $$T$$ और $$\mu$$ हर जगह स्थिर हैं, इस प्रकार असंपीड़ित Couette प्रवाह समाधान पुनर्प्राप्त कर रहे हैं। अन्यथा, किसी को पूर्ण तापमान निर्भरता का पता होना चाहिए $$\tilde \mu(\tilde T)$$. जबकि इसके लिए कोई सरल अभिव्यक्ति नहीं है $$\tilde \mu(\tilde T)$$ यह त्रुटिहीन और सामान्य दोनों है, कुछ सामग्रियों के लिए कई अनुमान हैं - देखें, उदाहरण के लिए, चिपचिपाहट की तापमान निर्भरता। कब $$\mathrm{M}\rightarrow 0$$ और $$q_w\neq 0$$वसूली मात्रा एकता बन जाती है $$\tilde T_r=1$$. हवा के लिए, मान $$\gamma=1.4, \ \tilde \mu(\tilde T) = \tilde T^{2/3}$$ सामान्यतः उपयोग किया जाता है, और इस स्थितियोंके परिणाम आंकड़े में दिखाए जाते हैं।

हदबंदी (रसायन विज्ञान) और आयनीकरण के प्रभाव (अर्थात, $$c_p$$ स्थिर नहीं है) का भी अध्ययन किया गया है; उस स्थिति में अणुओं के पृथक्करण से पुनर्प्राप्ति तापमान कम हो जाता है।

आयताकार चैनल
फ़ाइल: Couetter.pdf|thumb|200px फ़ाइल: Couetter1.pdf|thumb|200px|Couette प्रवाह h/l=0.1 के साथ एक आयामी प्रवाह $$u(y)$$ मान्य है जब दोनों प्लेट धारा के अनुसार असीम रूप से लंबी हैं ($$x$$) और स्पैनवाइज ($$z$$) निर्देश। जब स्पैनवाइज लंबाई परिमित होती है, तो प्रवाह द्वि-आयामी हो जाता है और $$u$$ दोनों का कार्य है $$y$$ और $$z$$. चूंकि, प्रवाह की यूनिडायरेक्शनल प्रकृति को सुनिश्चित करने के लिए स्ट्रीमवाइज दिशा में अनंत लंबाई को बनाए रखा जाना चाहिए।

एक उदाहरण के रूप में, अनुप्रस्थ ऊंचाई के साथ एक असीम रूप से लंबे आयताकार चैनल पर विचार करें $$h$$ और स्पैनवाइज चौड़ाई $$l$$, इस शर्त के अधीन कि शीर्ष दीवार एक स्थिर वेग से चलती है $$U$$. थोपे गए दबाव प्रवणता के बिना, नेवियर-स्टोक्स समीकरण कम हो जाते हैं


 * $$\frac{\partial^2 u}{\partial y^2} + \frac{\partial^2 u}{\partial z^2} =0$$

सीमा शर्तों के साथ


 * $$ u(0,z) =0, \quad u(h,z) = U,$$
 * $$ u(y,0) =0, \quad u(y,l) = 0.$$

चरों के पृथक्करण का उपयोग करके समाधान दिया जाता है


 * $$u(y,z) = \frac{4U}{\pi} \sum_{n=1}^\infty \frac{1}{2n-1} \frac{\sinh (\beta_n y)}{\sinh (\beta_n h)} \sin (\beta_n z), \quad \beta_n = \frac{(2n-1)\pi}{l}.$$

कब $$h/l\ll 1$$जैसा कि चित्र में दिखाया गया है, तलीय Couette प्रवाह पुनर्प्राप्त किया गया है।

समाक्षीय सिलेंडर
टेलर-कूएट प्रवाह दो घूर्णन, असीम रूप से लंबे, समाक्षीय सिलेंडरों के बीच का प्रवाह है। 1845 में सर जॉर्ज स्टोक्स, प्रथम बैरोनेट द्वारा मूल समस्या का समाधान किया गया था। किन्तु जेफ्री इनग्राम टेलर का नाम प्रवाह से जुड़ा था क्योंकि उन्होंने 1923 के एक प्रसिद्ध पत्र में इसकी स्थिरता का अध्ययन किया था। समस्या को बेलनाकार निर्देशांक में हल किया जा सकता है $$(r, \theta, z)$$. आंतरिक और बाहरी सिलेंडरों की त्रिज्या को निरूपित करें $$R_1$$ और $$R_2$$. मान लें कि सिलेंडर निरंतर कोणीय गति से घूमते हैं $$\Omega_1$$ और $$\Omega_2$$, फिर में वेग $$\theta$$-दिशा है
 * $$v_\theta (r) = a r + \frac{b}{r}, \qquad a = \frac{\Omega_2 R_2^2-\Omega_1 R_1^2}{R_2^2-R_1^2}, \quad b = \frac{(\Omega_1-\Omega_2)R_1^2 R_2^2}{R_2^2-R_1^2}.$$

यह समीकरण दर्शाता है कि वक्रता के प्रभाव अब प्रवाह क्षेत्र में निरंतर कतरनी की अनुमति नहीं देते हैं।

परिमित लंबाई के समाक्षीय सिलेंडर
मौलिक टेलर-कौएट प्रवाह समस्या असीम रूप से लंबे सिलेंडर मानती है; यदि सिलेंडरों की नगण्य परिमित लंबाई है $$l$$, तो विश्लेषण को संशोधित किया जाना चाहिए (चूंकि प्रवाह अभी भी यूनिडायरेक्शनल है)। के लिए $$\Omega_2=0$$, परिमित-लंबाई की समस्या को चर या अभिन्न परिवर्तन के पृथक्करण का उपयोग करके हल किया जा सकता है:

v_\theta(r,z) = \frac{4R_1\Omega_1}{\pi} \sum_{n=1}^\infty \frac{1}{2n-1} \frac{I_1(\beta_n R_2) K_1(\beta_n  r) - K_1(\beta_n  R_2) I_1(\beta_n  r)}{I_1(\beta_n  R_2) K_1(\beta_n  R_1) - K_1(\beta_n  R_2) I_1(\beta_n  R_1)} \sin (\beta_n  z), \quad \beta_n = \frac{(2n-1)\pi}{l}, $$ कहाँ $$I(\beta_n r),\ K(\beta_nr)$$ पहले और दूसरे प्रकार के संशोधित बेसेल कार्य हैं।

यह भी देखें

 * लामिना का प्रवाह
 * स्टोक्स समस्या # स्टोक्स-कूएट प्रवाह | स्टोक्स-कूएट प्रवाह
 * हेगन-पॉइज़ुइल समीकरण
 * टेलर-कूएट प्रवाह
 * नेवियर-स्टोक्स समीकरणों से हेगन-पॉइज़्यूइल प्रवाह

स्रोत

 * लीपमैन, एच.डब्ल्यू., और जेड.ओ. ब्लेविस। सिकुड़ने योग्य कूपे प्रवाह पर पृथक्करण और आयनीकरण का प्रभाव। डगलस विमान कंपनी प्रतिनिधि। एसएम-19831 130 (1956)।
 * हैंस डब्ल्यू. लेपमैन | लिपमैन, हैंस वोल्फगैंग, और अनातोले रोशको गैसडायनामिक्स के तत्व। कूरियर निगम, 1957।
 * रिचर्ड फेनमैन (1964) द फेनमैन लेक्चर्स ऑन फिजिक्स: मेनली इलेक्ट्रोमैग्नेटिज्म एंड मैटर, § 41–6 Couette Flow, एडिसन-वेस्ली ISBN 0-201-02117-X
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 * हैंस डब्ल्यू. लेपमैन | लिपमैन, हैंस वोल्फगैंग, और अनातोले रोशको गैसडायनामिक्स के तत्व। कूरियर निगम, 1957।
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बाहरी संबंध

 * AMS Glossary: Couette Flow
 * A rheologists perspective: the science behind the couette cell accessory