伯努利定律

伯努利原理（英语：Bernoulli's principle），又称伯努利定律或柏努利定律（英语：Bernoulli's Law），是流体力学中的一个定律，由瑞士流体物理学家丹尼尔·伯努利于1738年出版他的理论《Hydrodynamica》，描述流体沿着一条稳定、非黏性、不可压缩的流线移动行为。

气体流入文丘里计。减少流体压力而增加动能，由图中两管水的高度差可以看出气压差异。

在流体动力学，伯努利原理指出，无黏性的流体的速度增加时，流体的压力能或势能（势能）总和将减少。

伯努利原理可以应用到不同类型的流体流动，从而是可广泛套用的伯努利方程表示式。事实上，有不同类型的伯努利方程不同形式的。伯努利原理的简单形式是有效的不可压缩流动（如液体流动），也为移动可压缩流体（如气体）在低马赫数（通常小于0.3）。更先进的形式可被应用到在某些情况 下，在更高的马赫数（见伯努利方程的推导）可压缩流。

伯努利定律可以从能量守恒定律来推演。说明如下：在一个稳定的水流，沿着直线流向的所有点上，各种形式的流体机械能总和必定相同。也就是说，动能，势能，与内能的总和保持不变。换言之，任何的流体速度增加，即代表动态压力和单位体积动能的增加，而在同时会导致其静态压力，单位体积流体的势能、内能等三者总和的减少。如果液体流出水库，在各方向的流线上，各种形式的能量的总和是相同的；因为每单位体积能量的总和（即压力和单位体积流体的重力势能$\rho gh$的总和）在水库内的任何位置都相同。

伯努利原理，也可以直接由牛顿第二定律推演。说明如下：如果从高压区域往低压区域，有一小体积流体沿水平方向流动，小体积区域后方的压力自然比前方区域的压力更大。所以，此区域的力量总和必然是沿着流线方向向前。在此假设，前后方区域面积相等，如此便提供了一个正方向合力施于原先设定的流体小体积区域，其加速度与力量同方向。此假想环境中，流体粒子仅受到压力和自己质量的重力之影响。先假设如果流体沿着流线方向作水平流动，并与流体流线的截面积垂直，因为流体从高压区域朝低压区域移动，流体速度因此增加；如果该小体积区域的流速降低，其唯一的可能性必定是因为它从低压区朝高压区移动。因此，任一水平流动流体之内，压力最低处有最高流速，压力最高处有最低流速。

物理量及定律

原表达形式

${\frac {1}{2}}\rho v^{2}+\rho gh+p={\mbox{constant}}$

其中：

$v=\;$ 流体速度

$g=\;$ 重力加速度（地球表面的值约为 9.8 m/s²）

$h=\;$ 流体处于的深度（从某参考点计）

$p=\;$ 流体所受的压力强度

$\rho =\;$ 流体质量密度

${\mbox{constant}}=\;$ 常数

定理假设

使用伯努利定律必须符合以下假设，方可使用；如没完全符合以下假设，所求的解也是近似值。

• 定常流动（或称稳定流，Steady flow）：在流动系统中，流体在任何一点之性质不随时间改变。
• 不可压缩流（Incompressible flow）：密度为常数，在流体为气体适用于马赫数$M$小于0.3的情况。
• 无摩擦流（Frictionsless flow）：摩擦效应可忽略，忽略黏滞性效应。
• 流体沿着流线流动（Flow along a streamline）：流体元素（element）沿着流线而流动，流线间彼此是不相交的。

简化型式

在许多伯努利定律的应用中，ρgz项的变化，相对其他项而言要小很多，因此会省略。例如在空中飞行的飞机，高度z的变化很小，因此ρgz可以省略，伯努利定律即可简化为下式： $$p+q=p_{0}$$ 其中p₀称为总压，而q称为动压。许多作者用p表示静压，以和总压p₀和动压q区分。

推论过程

考虑一符合上述假设的流体，如图所示：

流体因受压力的推动而得之能量：

$F_{1}s_{1}-F_{2}s_{2}=p_{1}A_{1}v_{1}\Delta t-p_{2}A_{2}v_{2}\Delta t.\;$

流体因重力做功所损失的能量：

$mgh_{1}-mgh_{2}=\rho gA_{1}v_{1}\Delta th_{1}-\rho gA_{2}v_{2}\Delta th_{2}.\;$

流体所得的动能可以改写为：

${\frac {1}{2}}mv_{2}^{2}-{\frac {1}{2}}mv_{1}^{2}={\frac {1}{2}}\rho A_{2}v_{2}\Delta tv_{2}^{2}-{\frac {1}{2}}\rho A_{1}v_{1}\Delta tv_{1}^{2}$

根据能量守恒定律，流体因受力所得的能量＋流体因重力做功所损失的能量＝流体所得的动能。

$p_{1}A_{1}v_{1}\Delta t-p_{2}A_{2}v_{2}\Delta t+\rho gA_{1}v_{1}\Delta th_{1}-\rho gA_{2}v_{2}\Delta th_{2}={\frac {1}{2}}\rho A_{2}v_{2}\Delta tv_{2}^{2}-{\frac {1}{2}}\rho A_{1}v_{1}\Delta tv_{1}^{2}$

${\frac {\rho A_{1}v_{1}\Delta tv_{1}^{2}}{2}}+\rho gA_{1}v_{1}\Delta th_{1}+p_{1}A_{1}v_{1}\Delta t={\frac {\rho A_{2}v_{2}\Delta tv_{2}^{2}}{2}}+\rho gA_{2}v_{2}\Delta th_{2}+p_{2}A_{2}v_{2}\Delta t.$

由连续方程可知：

$A_{1}v_{1}=A_{2}v_{2}={\mbox{constant}}$

令${\mbox{constant}}=\Delta V\;$

从等式两边除以$\Delta t\;$ 及$\Delta V\;$可得：

${\frac {1}{2}}\rho v^{2}+\rho gh+p={\mbox{constant}}$

或

${\frac {v^{2}}{2g}}+h+{\frac {p}{\rho g}}={\mbox{constant}}$

垂直流线方向的加速度定律

受压力及重力作用流体质点之自由体图

考虑沿流线运动的微小流体质点，其质量以$\delta m=\rho \delta n\delta s\delta y$表示，δy代表宽度，流体质点运动以速度矢量V表示，流线坐标可表示为与某参考点的距离s=s(t)及流线局部曲率半径$\Re =\Re (s)$ ，沿着流线的坐标为s；垂直流线的坐标为 n。

在垂直流线的方向n̂上，由于存在向心加速度$a_{n}={V^{2} \over \Re }$，故质点所受合力为：

$\textstyle \sum \delta F_{n}\displaystyle ={\frac {\delta mV^{2}}{\Re }}={\frac {\rho \delta \mathbb {V} V^{2}}{\Re }}{\bar {V}}$，其中$\mathbb {V} =\delta s\delta n\delta y$为微小流体质点体积，$\rho$为流体密度。

而质点所受重力为：

$\textstyle \delta W_{n}=-\delta W\cos \theta =-\gamma \delta \mathbb {V} \cos \theta$，其中$\textstyle \gamma =\rho g$。

如图所示的质点中央压力为p ，垂直流线的两端平均压力分别为$\textstyle p+\delta p_{n}$及$\textstyle p-\delta p_{n}$，可用泰勒级数展开求压力差异$\textstyle \delta p_{n}=({\frac {\partial p}{\partial n}})({\frac {\delta n}{2}})$。

$\delta F_{pn}$为质点于垂直方向上所受净压

${\begin{aligned}\sum \delta F_{pn}&=(p-\delta p_{n})\delta s\delta y-(p+\delta p_{n})\delta s\delta y=-2\delta p_{n}\delta s\delta y\\&=-{\frac {\partial p}{\partial n}}\delta n\delta s\delta y=-{\frac {\partial p}{\partial n}}\delta \mathbb {V} \\\end{aligned}}$

故

$\textstyle \sum \delta F_{n}\displaystyle =\delta W_{n}+\delta F_{pn}=(-\gamma \cos \theta -{\frac {\partial p}{\partial n}})\delta \mathbb {V}$

因为沿着垂直流线方向 $\textstyle \cos \theta ={dz \over dn}$，可得到垂直流线方向之运动方程

$(-\gamma {dz \over dn}-{\frac {\partial p}{\partial n}})={\rho V^{2} \over \Re }$

此式意味着，垂直于流线的压力梯度及质点所受重力会改变流向，造成弯曲的流线。

若忽略重力的因素，即只考虑流体在水平面的流动，以龙卷风为例，${dz \over dn}=0$，会得到${\frac {\partial p}{\partial n}}=-{\rho V^{2} \over \Re }$，这意味着，压力随着远离曲率中心的距离而增大（n的正向，指向弯曲流线的内部），由于${\rho V^{2} \over \Re }$为正值，因此${\partial p \over \partial n}$会是负的，在龙卷风之外的压力（典型的大气压力）远大于中心处（低气压，可能会产生部分真空），而这些压力差会被用于平衡曲率运动所需的向心力。

在s为定值的情况下

${\partial p \over \partial n}={dp \over dn}$

沿n的方向积分可得

$\int {dp \over \rho }+\int {V^{2} \over \Re }dn+gz={\mbox{constant along the streamline}}$

对于不可压缩流，可得

$p+\rho \int {V^{2} \over \Re }dn+\gamma z={\mbox{constant along the streamline}}$

由推导方程所需的基本假设：稳定、无黏性 及不可压缩流，可以得出

1.跨过流线的运动方程 $(-\gamma {dz \over dn}-{\frac {\partial p}{\partial n}})={\rho V^{2} \over \Re }$

$p+\rho \int {V^{2} \over \Re }dn+\gamma z={\mbox{constant along the streamline}}$

2.沿着流线的运动方程 同上述做法，可得出沿着流线方向之运动方程

$(-\gamma {dz \over ds}-{\frac {\partial p}{\partial s}})={\rho \over 2}{dV^{2} \over ds}$

以及伯努利定律

$p+{\tfrac {1}{2}}\rho V^{2}+\gamma z={\mbox{constant along the streamline}}$

在跨过流线的情形使用伯努力定律时，若流体位置发生旋转或弯曲，就会因跨过流线的运动方程中所含的$\rho \int {V^{2} \over \Re }dn$，导致计算结果须修正。

特例：托里切利定律

当液体因受到地心吸力的作用而流出时，其速度等于${\sqrt {2gh}}$，其中$g$为重力加速度，$h$为开口的中心和液体最高面的距离。这个速度刚好等于液体从离地$h$的地方以自由落体的方式下落时着地前的速度（但实际上因为有空气阻力，所以实际情形一般不会以自由落体的方式下落）。

伯努利定律演示实验

简易喷枪

运作中的简易喷枪

简易喷雾器，以大吸管固定两只小吸管使之夹角略小于直角，因从吸管吹出之气体流速较快，压力较一大气压力为低，因此能够将水经由下端吸管中吸起，并于开口处加速破碎成雾滴，模型制作用喷枪以及工业用喷漆喷枪多为此种设计。

不过因为伯努利定律是假设流体沿着流线流动，探讨同一流线上二点的速度及压力变化。因此有些现象和伯努利定律无关，例如悬浮保丽龙球，将可折弯的吸管一端向上稳定吹出气体，将一直径约3公分之保丽龙球放置于气柱上，保丽龙球能够悬浮晃动于一定区域中，因为保丽龙球上方和下方的气流不是同一流线，这和伯努利定律无关，是康达效应的结果。

可压缩流体的伯努利定律

伯努利从观察液体的行为中推导出伯努利方程，但他的方程是只能应用在不可压缩的流体，以及虽然可压缩但流速非常慢的流体（也许可以到1/3的声速）。利用基本物理原理，可以发展出类似的方程，以适用于可压缩的流体。以下有几个类似于伯努力定律，能应用在不同领域方程。它们的推导只运用了像是牛顿第二定律和热力学第一定律的基本物理定律。

可压缩流体之流体力学

对于可压缩的流体，在保守力的作用之下，所得到的守恒式为

${\frac {v^{2}}{2}}+\int _{p_{1}}^{p}{\frac {d{\tilde {p}}}{\rho ({\tilde {p}})}}\ +\Psi ={\text{constant}}$   （流线型下的守恒）

其中:

$p=\;$ 压力

$\rho =\;$ 密度

$v=\;$ 流速

$\Psi =\;$ 保守力场下的位势，通常指重力位势

在工程领域，在海拔比较高的地方，其压力会比地表来的小，而且流体流动的时间通常是相当的小，如同绝热系统般。在这种情形下，上述的方程即

${\frac {v^{2}}{2}}+gz+\left({\frac {\gamma }{\gamma -1}}\right){\frac {p}{\rho }}={\text{constant}}$   （流线型下的守恒）

其中：

$\gamma =\;$ 绝热指数

$g=\;$ 重力加速度

$z=\;$ 离参考平面的高度

在可压缩流体可以应用的地方，因为高度变化与其他变因相比小的很多，故gz项可以省略，所以较常用的方程为

${\frac {v^{2}}{2}}+\left({\frac {\gamma }{\gamma -1}}\right){\frac {p}{\rho }}=\left({\frac {\gamma }{\gamma -1}}\right){\frac {p_{0}}{\rho _{0}}}$

其中:

$p_{0}=\;$ 总压力

$\rho _{0}=\;$ 总密度

可压缩流动的热力学

另一个适合使用在热力学的公式是

${v^{2} \over 2}+\Psi +w={\text{constant}}$

其中：

$v=\;$ 流速

$\Psi =\;$ 重力位势

$w=\;$ 单位质量的焓（通常写作$h$，但注意并非表示高度）

请注意$w=\epsilon +{\frac {p}{\rho }}$ ，其中$\epsilon$为热力学单位质量的能量，即比内能（specific internal energy）；$p$为压力；$\rho$为密度。

公式右侧的常数通常被称为伯努力常数，常被写为$b$。当在绝热非黏滞性的流动，没有能量的流进或流出时，$b$在任何曲线都是常数。

当$\Psi$变化可以忽略，一个非常有用的形式的方程是:

${v^{2} \over 2}+w=w_{0}$

其中$w_{0}$是焓的总量。

相关条目

• 丹尼尔·伯努利
• 康达效应
• 欧拉方程 (流体动力学)
• 水力学
• 纳维-斯托克斯方程
• 流体动力学
• 文丘里效应

延伸阅读

• Ting, J. fluid mechanics. createspace. 2014 [2016-11-14]. ISBN 978-149426094-1. （原始内容存档于2021-05-05）. 
• Batchelor, G.K. An Introduction to Fluid Dynamics. Cambridge University Press. 1967. ISBN 0-521-66396-2. 
• Clancy, L.J. Aerodynamics. Pitman Publishing, London. 1975. ISBN 0-273-01120-0. 
• Lamb, H. Hydrodynamics 6th. Cambridge University Press. 1993. ISBN 978-0-521-45868-9.  Originally published in 1879; the 6th extended edition appeared first in 1932.
• Landau, L.D.; Lifshitz, E.M. Fluid Mechanics. Course of Theoretical Physics 2nd. Pergamon Press. 1987. ISBN 0-7506-2767-0. 
• Chanson, H. Applied Hydrodynamics: An Introduction to Ideal and Real Fluid Flows. CRC Press, Taylor & Francis Group. 2009 [2015-01-06]. ISBN 978-0-415-49271-3. （原始内容存档于2011-08-07）. 

外部链接

• Head and Energy of Fluid Flow （页面存档备份，存于互联网档案馆）
• Bernoulli equation calculator
• Denver University – Bernoulli's equation and pressure measurement （页面存档备份，存于互联网档案馆）
• Millersville University – Applications of Euler's equation
• NASA – Beginner's guide to aerodynamics （页面存档备份，存于互联网档案馆）
• Misinterpretations of Bernoulli's equation – Weltner and Ingelman-Sundberg （页面存档备份，存于互联网档案馆）