स्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन

For two-dimensional flows, see Stream function.

अक्षसममित स्टोक्स प्रवाह में एक गोले के चारों ओर स्ट्रीमलाइन। टर्मिनल वेग पर कर्षण बल F_d बल F को संतुलित करता है_g वस्तु को आगे बढ़ाना।

द्रव गतिकी में, स्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन का उपयोग अक्षसममिति के साथ त्रि-आयामी असंपीड्य प्रवाह में स्ट्रीमलाइन, स्ट्रीकलाइन और पथरेखा और प्रवाह वेग का वर्णन करने के लिए किया जाता है। स्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन के निरंतर मूल्य वाली एक सतह एक स्ट्रीमट्यूब को घेरती है, जो हर जगह प्रवाह वेग वैक्टर के स्पर्शरेखा होती है। इसके अलावा, इस स्ट्रीमट्यूब के भीतर आयतन प्रवाह स्थिर है, और प्रवाह की सभी स्ट्रीमलाइनें इस सतह पर स्थित हैं। स्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन से जुड़ा वेग क्षेत्र सोलनॉइडल वेक्टर क्षेत्र है - इसमें शून्य विचलन है। इस स्ट्रीम समारोह का नाम जॉर्ज गेब्रियल स्टोक्स के सम्मान में रखा गया है।

बेलनाकार निर्देशांक

बेलनाकार निर्देशांक के साथ आलेखित एक बिंदु।

एक बेलनाकार समन्वय प्रणाली (ρ,φ,z) पर विचार करें, जिसमें z-अक्ष वह रेखा है जिसके चारों ओर असम्पीडित प्रवाह अक्ष-सममित है, φ अज़ीमुथल कोण और ρ z-अक्ष की दूरी है। फिर प्रवाह वेग घटक यू_ρऔर आप_zस्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन के संदर्भ में व्यक्त किया जा सकता है $\Psi$ द्वारा:

${\begin{aligned}u_{\rho }&=-{\frac {1}{\rho }}\,{\frac {\partial \Psi }{\partial z}},\\u_{z}&=+{\frac {1}{\rho }}\,{\frac {\partial \Psi }{\partial \rho }}.\end{aligned}}$

अज़ीमुथल वेग घटक यू_φस्ट्रीम फ़ंक्शन पर निर्भर नहीं है. अक्षसममिति के कारण, सभी तीन वेग घटक (यू_ρ, में_φ, में_z) केवल ρ और z पर निर्भर करता है, अज़ीमुथ φ पर नहीं।

स्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन के स्थिर मान ψ से घिरी सतह के माध्यम से वॉल्यूम फ्लक्स, 2π ψ के बराबर है।

गोलाकार निर्देशांक

गोलाकार समन्वय प्रणाली का उपयोग करके प्लॉट किया गया एक बिंदु

गोलाकार समन्वय प्रणाली (आर, θ, φ) में, आर मूल (गणित) से ध्रुवीय समन्वय प्रणाली है, θ आंचल कोण है और φ अज़ीमुथल कोण है। अक्षीय सममिति प्रवाह में, θ = 0 घूर्णी समरूपता अक्ष के साथ, प्रवाह का वर्णन करने वाली मात्राएँ फिर से दिगंश φ से स्वतंत्र होती हैं। प्रवाह वेग घटक यू_rऔर आप_θस्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन से संबंधित हैं $\Psi$ के माध्यम से:

${\begin{aligned}u_{r}&=+{\frac {1}{r^{2}\,\sin \theta }}\,{\frac {\partial \Psi }{\partial \theta }},\\u_{\theta }&=-{\frac {1}{r\,\sin \theta }}\,{\frac {\partial \Psi }{\partial r}}.\end{aligned}}$

फिर से, अज़ीमुथल वेग घटक यू_φस्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन ψ का एक फ़ंक्शन नहीं है। स्थिरांक ψ की सतह से घिरी एक स्ट्रीम ट्यूब के माध्यम से आयतन प्रवाह, पहले की तरह, 2π ψ के बराबर होता है।

वोर्टिसिटी

See also: Stream_function § Vorticity

भंवर को इस प्रकार परिभाषित किया गया है:

${\boldsymbol {\omega }}=\nabla \times {\boldsymbol {u}}=\nabla \times \nabla \times {\boldsymbol {\psi }}$, कहाँ ${\boldsymbol {\psi }}=-{\frac {\Psi }{r\sin \theta }}{\boldsymbol {\hat {\phi }}},$

साथ ${\boldsymbol {\hat {\phi }}}$ में इकाई वेक्टर $\phi \,$-दिशा।

Derivation of vorticity ${\boldsymbol {\omega }}$ using a Stokes stream function

Consider the vorticity as defined by ${\boldsymbol {\omega }}=\nabla \times {\boldsymbol {u}}.$ From the definition of the curl in spherical coordinates: ${\begin{aligned}\omega _{r}&={1 \over r\sin \theta }\left({\partial \over \partial \theta }\left(u_{\phi }\sin \theta \right)-{\partial u_{\theta } \over \partial \phi }\right){\boldsymbol {\hat {r}}},\\\omega _{\theta }&={1 \over r}\left({1 \over \sin \theta }{\partial u_{r} \over \partial \phi }-{\partial \over \partial r}\left(ru_{\phi }\right)\right){\boldsymbol {\hat {\theta }}},\\\omega _{\phi }&={1 \over r}\left({\partial \over \partial r}\left(ru_{\theta }\right)-{\partial u_{r} \over \partial \theta }\right){\boldsymbol {\hat {\phi }}}.\end{aligned}}$ First notice that the $r$ and $\theta$ components are equal to 0. Secondly substitute $u_{r}$ and $u_{\theta }$ into $\omega _{\phi }.$ The result is: ${\begin{aligned}\omega _{r}&=0,\\\omega _{\theta }&=0,\\\omega _{\phi }&={1 \over r}\left({\partial \over \partial r}\left(r\left(-{\frac {1}{r\sin \theta }}{\frac {\partial \Psi }{\partial r}}\right)\right)-{\partial \over \partial \theta }\left({\frac {1}{r^{2}\sin \theta }}{\frac {\partial \Psi }{\partial \theta }}\right)\right).\end{aligned}}$ Next the following algebra is performed: ${\begin{aligned}\omega _{\phi }&={1 \over r}\left(-{\frac {1}{\sin \theta }}\left({\partial \over \partial r}\left({\frac {\partial \Psi }{\partial r}}\right)\right)-{\frac {1}{r^{2}}}{\partial \over \partial \theta }\left({\frac {1}{\sin \theta }}{\frac {\partial \Psi }{\partial \theta }}\right)\right)\\&={1 \over r}\left(-{\frac {1}{\sin \theta }}\left({\frac {\partial ^{2}\Psi }{\partial r^{2}}}\right)-{\frac {\sin \theta }{r^{2}\sin \theta }}{\partial \over \partial \theta }\left({\frac {1}{\sin \theta }}{\frac {\partial \Psi }{\partial \theta }}\right)\right)\\&=-{\frac {1}{r\sin \theta }}\left({\frac {\partial ^{2}\Psi }{\partial r^{2}}}+{\frac {\sin \theta }{r^{2}}}{\partial \over \partial \theta }\left({\frac {1}{\sin \theta }}{\frac {\partial \Psi }{\partial \theta }}\right)\right).\end{aligned}}$

परिणामस्वरूप, गणना से vorticity वेक्टर बराबर पाया जाता है:

${\boldsymbol {\omega }}={\begin{pmatrix}0\\[1ex]0\\[1ex]\displaystyle -{\frac {1}{r\sin \theta }}\left({\frac {\partial ^{2}\Psi }{\partial r^{2}}}+{\frac {\sin \theta }{r^{2}}}{\partial \over \partial \theta }\left({\frac {1}{\sin \theta }}{\frac {\partial \Psi }{\partial \theta }}\right)\right)\end{pmatrix}}.$

बेलनाकार के साथ तुलना

बेलनाकार और गोलाकार समन्वय प्रणालियाँ किसके माध्यम से संबंधित हैं

$z=r\,\cos \theta \,$   और   $\rho =r\,\sin \theta .\,$

विपरीत चिह्न के साथ वैकल्पिक परिभाषा

जैसा कि सामान्य स्ट्रीम_फंक्शन#वैकल्पिक_परिभाषा_.28विपरीत_साइन.29 लेख में बताया गया है, स्टोक्स स्ट्रीम फ़ंक्शन और प्रवाह वेग के बीच संबंध के लिए - विपरीत संकेत सम्मेलन का उपयोग करने वाली परिभाषाएं भी उपयोग में हैं।

शून्य विचलन

बेलनाकार निर्देशांक में, वेग क्षेत्र का विचलन यू हो जाता है:

${\begin{aligned}\nabla \cdot {\boldsymbol {u}}&={\frac {1}{\rho }}{\frac {\partial }{\partial \rho }}{\Bigl (}\rho \,u_{\rho }{\Bigr )}+{\frac {\partial u_{z}}{\partial z}}\\&={\frac {1}{\rho }}{\frac {\partial }{\partial \rho }}\left(-{\frac {\partial \Psi }{\partial z}}\right)+{\frac {\partial }{\partial z}}\left({\frac {1}{\rho }}{\frac {\partial \Psi }{\partial \rho }}\right)=0,\end{aligned}}$

जैसा कि एक असम्पीडित प्रवाह के लिए अपेक्षित था।

और गोलाकार निर्देशांक में:

${\begin{aligned}\nabla \cdot {\boldsymbol {u}}&={\frac {1}{r\,\sin \theta }}{\frac {\partial }{\partial \theta }}(u_{\theta }\,\sin \theta )+{\frac {1}{r^{2}}}{\frac {\partial }{\partial r}}{\Bigl (}r^{2}\,u_{r}{\Bigr )}\\&={\frac {1}{r\,\sin \theta }}{\frac {\partial }{\partial \theta }}\left(-{\frac {1}{r}}{\frac {\partial \Psi }{\partial r}}\right)+{\frac {1}{r^{2}}}{\frac {\partial }{\partial r}}\left({\frac {1}{\sin \theta }}{\frac {\partial \Psi }{\partial \theta }}\right)=0.\end{aligned}}$

निरंतर स्ट्रीम फ़ंक्शन के वक्र के रूप में सुव्यवस्थित करें

कैलकुलस से ज्ञात होता है कि ग्रेडियेंट वेक्टर $\nabla \Psi$ वक्र के लिए सामान्य है $\Psi =C$ (उदाहरण के लिए लेवल सेट#लेवल सेट बनाम ग्रेडिएंट देखें)। अगर ऐसा हर जगह दिखाया जाए ${\boldsymbol {u}}\cdot \nabla \Psi =0,$ के लिए सूत्र का उपयोग करना ${\boldsymbol {u}}$ के अनुसार $\Psi ,$ तो इससे यह सिद्ध होता है कि स्तर घटता है $\Psi$ सुव्यवस्थित हैं.

बेलनाकार निर्देशांक

बेलनाकार निर्देशांक में,

$\nabla \Psi ={\partial \Psi \over \partial \rho }{\boldsymbol {e}}_{\rho }+{\partial \Psi \over \partial z}{\boldsymbol {e}}_{z}$.

और

${\boldsymbol {u}}=u_{\rho }{\boldsymbol {e}}_{\rho }+u_{z}{\boldsymbol {e}}_{z}=-{1 \over \rho }{\partial \Psi \over \partial z}{\boldsymbol {e}}_{\rho }+{1 \over \rho }{\partial \Psi \over \partial \rho }{\boldsymbol {e}}_{z}.$

ताकि

$\nabla \Psi \cdot {\boldsymbol {u}}={\partial \Psi \over \partial \rho }(-{1 \over \rho }{\partial \Psi \over \partial z})+{\partial \Psi \over \partial z}{1 \over \rho }{\partial \Psi \over \partial \rho }=0.$

गोलाकार निर्देशांक

और गोलाकार निर्देशांक में

$\nabla \Psi ={\partial \Psi \over \partial r}{\boldsymbol {e}}_{r}+{1 \over r}{\partial \Psi \over \partial \theta }{\boldsymbol {e}}_{\theta }$

और

${\boldsymbol {u}}=u_{r}{\boldsymbol {e}}_{r}+u_{\theta }{\boldsymbol {e}}_{\theta }={1 \over r^{2}\sin \theta }{\partial \Psi \over \partial \theta }{\boldsymbol {e}}_{r}-{1 \over r\sin \theta }{\partial \Psi \over \partial r}{\boldsymbol {e}}_{\theta }.$

ताकि

$\nabla \Psi \cdot {\boldsymbol {u}}={\partial \Psi \over \partial r}\cdot {1 \over r^{2}\sin \theta }{\partial \Psi \over \partial \theta }+{1 \over r}{\partial \Psi \over \partial \theta }\cdot {\Big (}-{1 \over r\sin \theta }{\partial \Psi \over \partial r}{\Big )}=0.$

संदर्भ

• Batchelor, G.K. (1967). An Introduction to Fluid Dynamics. Cambridge University Press. ISBN 0-521-66396-2.
• Lamb, H. (1994). Hydrodynamics (6th ed.). Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-45868-9. Originally published in 1879, the 6th extended edition appeared first in 1932.
• Stokes, G.G. (1842). "On the steady motion of incompressible fluids". Transactions of the Cambridge Philosophical Society. 7: 439–453. Bibcode:1848TCaPS...7..439S.
  Reprinted in: Stokes, G.G. (1880). Mathematical and Physical Papers, Volume I. Cambridge University Press. pp. 1–16.