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By Joseph H. Spurk, Nuri Aksel

Dieses erfolgreiche Lehrbuch stellt die Strömungslehre als einheitliche Wissenschaft dar, die in allen Zweigen den gemeinsamen Prinzipien der Kontinuumsmechanik folgt. Einzeldisziplinen der Strömungslehre werden nach dem Grundgesetz "vom Allgemeinen zum Besonderen" mit den zugehörigen vereinfachenden Annahmen behandelt. Im ersten Teil werden die Grundlagen der Strömungslehre aus moderner Sicht dargestellt. Dieser Teil enthält eine strenge aber anschauliche Einführung in die Kinematik, die kontinuumstheoretische Formulierung der Bilanzsätze, sowie ein Kapitel über Materialgleichungen Newtonscher und Nicht-Newtonscher Flüssigkeiten. Der zweite Teil des Buches behandelt systematisch die Anwendung dieser Grundlagen auf die Technische Strömungslehre in Kapiteln über Hydrostatik, Schichtenströmungen, turbulente Scherströmungen, Schmiertheorie, Stromfadentheorie, Potentialtheorie, Überschallströmungen, Grenzschichten und schleichende Strömungen. Das Kapitel Schmiertheorie enthält verwandte lokale Schichtenströmungen, es gibt nun eine Darstellung der Strömung durch poröse Medien. Das Buch wendet sich an Ingenieure und Studenten der Ingenieurwissenschaften, Physiker und anwendungsorientierte Mathematiker. Die beiliegende CD-ROM "Aufgaben zur Strömungslehre" ergänzt dieses Lehrbuch mit einer Sammlung detailliert ausgearbeiteter Übungsaufgaben und veranschaulicht den Lehrstoff durch Beispiele.

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Das materielle 28 1 Kontinuumsbegriff und Kinematik ¨ Linienelement dx bleibt parallel zur x1 -Achse. Die zeitliche Anderung des ¨ urspr¨ unglich rechten Winkels ist daher −γ. 41) ˙ ist. Diese Komponenten sind die best¨ atigt man sofort, da e12 = e21 = γ/2 einzigen von null verschiedenen Komponenten des Tensors eij . 43). Um die Drehungen der Elemente zu erhalten, die ihre Ursache nur in der Scherung haben, ziehen wir die Starrk¨orperdrehung −γ/2 ˙ dt von der oben berechneten gesamten Drehung (−γ˙ dt und 0) ab und erhalten −γ/2 ˙ dt f¨ ur die Drehung infolge Scherung f¨ ur das Element dx, sowie +γ/2 ˙ dt f¨ ur die Drehung infolge Scherung f¨ ur dx .

48) ijn eij = 0 ist, gilt allgemein: . 49b) f¨ uhrt noch den Wirbelvektor rotu ein, der gleich der doppelten Winkelgeschwindigkeit ω ist. Wenn dieser Wirbelvektor im ganzen interessierenden Str¨ omungsfeld verschwindet, spricht man von einem wirbelfreien oder rotationsfreien Str¨ omungsfeld. Die Rotationsfreiheit eines Feldes vereinfacht die mathematische Behandlung wegen der M¨ oglichkeit der Einf¨ uhrung eines Geschwindigkeitspotentials Φ erheblich. Die im allgemeinen zun¨achst unbekannten Funktionen ui ergeben sich dann aus der Gradientenbildung nur einer unbekannten skalaren Funktion Φ: ui = ∂Φ ∂xi oder u = ∇Φ .

Oft kann man die Oberfl¨ ache so legen, daß der Spannungsvektor dieselbe Form annimmt wie bei einer Fl¨ ussigkeit in Ruhe, d. h. t = −p n. 43) allgemeine Schl¨ usse zu ziehen, ohne daß ein spezielles Materialgesetz herangezogen werden muß. 3 Drallsatz oder Drehimpulssatz Als zweiten, vom Impulssatz unabh¨ angigen Erfahrungssatz der klassischen Mechanik besprechen wir die Bilanz des Dralles. Im Inertialsystem ist die ¨ zeitliche Anderung des Dralles gleich dem auf den K¨orper wirkenden Moment der ¨ außeren Kr¨ afte: D (D) = M .

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