הצגת המקור של הדף "משוואות אוילר (מכניקת הזורמים)"

[[קובץ:Fluid flows through a cube.gif|ממוסגר|שמאל|נוזל זורם דרך קובייה דמיונית. פריצת הדרך בתחום [[מכניקת הזורמים]] התרחשה בעקבות ההבנה שכדי להבין את התנהגות הזורם ניתן לחלק את הנוזל ל[[אינפיניטסימל|תאים קטנים]] סטטיים, ולבחון את השתנות הזורם בזמן בכל תא בנפרד. כך למשל, על ידי הכלת עקרון שימור המסה על מסת הנוזל הנכנסת ויוצאת מהקוביה בתמונה, ניתן להסיק את [[משוואת רציפות|משוואת הרצף]], שהיא אחת ממשוואות אוילר.|390x390px]]
{{סימון מתמטי}}

ב[[מכניקת זורמים]], '''משוואות אוילר''' הן שלוש [[משוואה דיפרנציאלית חלקית|משוואות דיפרנציאליות חלקיות]] המתארות התנהגות פיזיקלית של [[זורם|זורמים]] במרחב, שפותחו על ידי המתמטיקאי [[לאונרד אוילר]] וקרויות על שמו. המשוואות מורכבות מ[[משוואת הרצף]] (המתארת [[חוק שימור החומר|שימור מסה]]), משוואת התנועה (המתארת שימור [[תנע]]), ומשוואת שימור האנרגיה (המתארת [[חוק שימור האנרגיה|שימור אנרגיה]]).

חשיבותן של המשוואות גולשת מעבר לתחום מכניקת הנוזלים. בין היתר, יש למשוואות שימושים רבים בתחום ה[[אווירודינמיקה]] - באמצעתן ניתן לבחון מודלים ממוזערים של כלי תחבורה לצורך הבנת התנהגותם בגודל אמיתי. המשוואות אף היוו פריצת דרך [[מתמטיקה|מתמטית]] בשימוש בכלים של [[חשבון אינפיניטסימלי|החשבון הדיפרנציאלי]] לתיאור תופעות פיזיקליות. קרוב ל־100 שנים אחרי פיתוחן, משוואות אוילר היוו הבסיס לפיתוח [[משוואות נאוויה-סטוקס]], שהן הכלי המרכזי כיום להבנה של [[מכניקת הזורמים|מכניקת זורמים]].

==משוואות אוילר==
[[קובץ:Euler equations in E226.png|שמאל|ממוזער|435px|גרסה של משוואת התנועה ומשוואת הרצף, כפי שנכתבו על ידי אוילר בשנת [[1755]]. המשוואות בכתיב לא מודרני, טרם היה שימוש בסמל ה[[נגזרת חלקית|נגזרת החלקית]].]]
===המשוואות בממד אחד ומשמעותן הפיזיקלית===
#[[משוואת רציפות|משוואת הרצף]] (שימור [[מסה]]): <math> \begin{align} {\partial\rho\over\partial t}+ {\partial (\rho v)\over \partial x}=0\\[1.2ex]\end{align} </math>
#משוואת התנועה (שימור [[תנע]]): <math> \begin{align} {\partial v\over \partial t} + v {\partial v\over \partial x}= -{1\over \rho}{\partial P\over \partial x}\\[1.2ex]\end{align} </math>
#[[חוק שימור האנרגיה|משוואת שימור האנרגיה]]: <math> \begin{align} {\partial E\over\partial t}+{\partial \over \partial x}{(v(E+P))}=0\end{align} </math>

כאשר:
* <math>\rho</math> היא [[צפיפות החומר|צפיפות]] הנוזל
* <math>v</math> היא [[מהירות]] הנוזל
* <math>P</math> הוא ה[[לחץ]] בנוזל
* <math>E</math> הוא סך כל האנרגיה ליחידת [[נפח]], כלומר <math>E=\rho\epsilon+\frac{1}{2}\rho v^{2}</math>, כאשר <math>\epsilon</math> היא [[אנרגיה פנימית|האנרגיה הפנימית]] של הנוזל.

חוק השימור שכל אחת מהמשוואות מייצגת ניתן להסבר אינטואיטיבי:
====משוואת הרצף====
[[משוואה]] זו מתארת שימור מסה. במילים, המשמעות של המשוואה הוא כדלקמן: "השינוי במסה של הזורם באזור מסוים הוא תוצאה של זרימת מסה פנימה והחוצה מאזור זה בלבד".

נראה שקילות בין המשוואה למשמעות המילולית שניתנה לעיל. נתבונן בתא סטטי בזורם בעל נפח <math>V</math>. הביטוי <math>\textstyle\frac{\partial\rho}{\partial t}</math> משמעו קצב השינוי של הצפיפות בנפח <math>V</math>. הביטוי <math>\textstyle\frac{\partial\left(\rho v\right)}{\partial x}</math> מבטא את הקצב שבו מסה נכנסת או יוצאת מאזור זה, כאשר הביטוי <math>\rho v</math> מייצג את זרם המסה. המשמעות הפיזיקלית של זרם המסה דומה למשמעות של [[זרם חשמלי]], אך עם תנועה של מסה במקום תנועת [[מטען חשמלי|מטענים חשמליים]]. מכאן שהמשמעות של המשוואה היא שעל מנת למצוא את השינוי של המסה בנפח <math>V</math>, הוא <math>\textstyle\frac{\partial\rho}{\partial t}</math>, יש להתבונן בהפרש בין זרם המסה הנכנס לתא לזרם המסה היוצא ממנו. משמעות עובדה זו היא שימור מסה, שכן היא קובעת שלא מופיע נוזל יש מאין.

====משוואת התנועה====
משוואה זו מתארת שימור תנע, והיא מהווה הרחבה של [[חוקי התנועה של ניוטון#החוק השני של ניוטון|החוק השני של ניוטון]] ממוצקים לזורמים.

החוק השני של ניוטון קובע כי <math>\textstyle F=\frac{dp}{dt}=\frac{d(mv)}{dt}</math>, והוא אכן מבטא שימור תנע. לעיתים קרובות קשה להגדיר נפח במכניקת זורמים, ועל כן לרוב עובדים עם גדלים שהם "ליחידת נפח". כך למשל נהוג לעבוד עם צפיפות במקום עם מסה. מסיבה זו, נבטא את החוק השני של ניוטון בצורה: <math>f=\rho a</math>, כאשר <math>f</math> הוא כוח ליחידת נפח. כעת, את התאוצה בחוק ניוטון אפשר להחליף בהגדרתה - שינוי ה[[מהירות]] כתלות בזמן, <math>\textstyle a=\frac{\partial v}{\partial t}</math>. בנוסף, מכיוון שלחץ הוא כוח ליחידת שטח, אפשר לכתוב <math>\textstyle f=-\frac{\partial P}{\partial x}</math>. מכאן מקבלים <math>\textstyle -\frac{\partial P}{\partial x}=\rho\frac{\partial v}{\partial t}</math>, ועל ידי סידור המשוואה מתקבלת המשוואה <math>\textstyle \frac{\partial v}{\partial t}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial x}</math>. משוואה זו דומה למשוואת שימור התנע שהוצגה, אך יש להסביר את האיבר האחרון שנותר - <math>\textstyle v\frac{\partial v}{\partial x}</math>. איבר זה הוא איבר ה"הסעה", וקשור לעובדה שבחלקים שונים בנוזל ייתכנו מהירויות שונות, מה שיגרום לתאוצה. דוגמה לכך היא תנועה של נוזל דרך צינור שהולך וצר. במקרה זה, ככל שהצינור נהיה צר יותר, כך מהירות הנוזל היא גדולה יותר, ואנו מקבלים תאוצה. תופעה זו מכונה [[משוואות נאוויה-סטוקס#מאפיינים#אי ליניאריות|האצת הסעה]] (Convective acceleration).

====משוואת שימור האנרגיה====
משוואה זו מתארת שימור אנרגיה. בדומה למשוואת הרצף, משמעות המשוואה היא שהשינוי באנרגיה ליחידת נפח באזור בנוזל, הוא <math>\textstyle\frac{\partial E}{\partial t}</math>, הוא תוצאה של זרימת אנרגיה לתוך נפח זה, המתואר על ידי זרם האנרגיה - <math>vE</math>. למעשה, ניתן להבין משוואה זו כמעין משוואת רצף עבור אנרגיה. נדגיש כאן שמכיוון שמשוואות אוילר מתארות זורמים, בחישוב האנרגיה עלינו להתחשב [[אנרגיה פנימית|באנרגיה הפנימית]] של הנוזל, ולא ב[[אנרגיה קינטית|אנרגיה הקינטית]] שלו בלבד.

===המשוואות במימד אחד בזרימה רדיאלית===
<center>

<math>
\begin{align}
\frac{\partial\rho}{\partial t}+\frac{1}{r^{2}}\frac{\partial}{\partial r}\left(r^{2}\rho v\right)=0\\[1.2ex]
\frac{\partial v}{\partial t}+v\frac{\partial v}{\partial r}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial r}\\[1.2ex]
\frac{\partial E}{\partial t}+\frac{1}{r^{2}}\frac{\partial}{\partial r}\left(vr^{2}\left(E+P\right)\right)=0\\[1.2ex]
\end{align}
</math>
</center>

המשוואות ב[[קואורדינטות כדוריות]] נוחות יותר לשימוש כאשר הזרימה היא רדיאלית, לדוגמה כאשר עוסקים בבעיות קריסה של [[בועה (נוזל)|בועה]] או [[כוכב]].
===המשוואות בתלת־ממד===
<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial\rho}{\partial t}+\nabla\cdot\left(\rho\vec{v}\right)=0\\[1.2ex]
\frac{\partial\vec{v}}{\partial t}+\vec{v}\cdot\nabla\vec{v}=-\frac{1}{\rho}\nabla P\\[1.2ex]
\frac{\partial E}{\partial t}+\nabla\cdot\left(\vec{v}\left(E+P\right)\right)=0\\[1.2ex]
\end{align}
</math>
</center>

==היסטוריה==
שורשן של משוואות אוילר נובע מ[[חוקי התנועה של ניוטון|חוקי ניוטון]] שנוסחו בשנת [[1687]]{{הערה|Julián Simón Calero, "Theoretical Constructions (II): Euler" in "'''The Genesis of Fluid Mechanics, 1640–1780'''", Studies in History and Philosophy of Science 22, 2008, {{ISBN|978-1-4020-6413-5}}, page 401}}. בעוד חוקי ניוטון מתארים נכונה את החוקים הפיזיקליים הכלליים הפועלים על זורמים, יישום שלהם על נוזל מסוים מוביל לקשיים - שכן לא ניתן לראות נוזל רק כסך ה[[מולקולה|מולקולות]] המרכיבות אותו. זאת מכיוון שבפתרון המשוואות עבור נוזלים, רצוי להתייחס למושגים מאקרוסקופיים המתארים אותם כ[[לחץ]] ו[[נפח]], שלרוב לא ניתן להגדיר היטב על מולקולות בודדות. רק כאשר מתייחסים לנוזל כאל רצף, ומשיימים את עקרונות [[חשבון אינפיניטסימלי|החשבון האינפיניטסימלי]] עליו בכך שמחלקים אותו לגדלים קטנים ומבצעים חישוב על כל אחד בנפרד, ניתן ליישם כהלכה את חוקי ניוטון. ההבנה הזו הייתה תהליך ממושך, שהתחיל עם הניסיון הראשון של [[דניאל ברנולי]] ב־1738 ליישם עקרונות דינמיים כלליים על נוזל בתנועה, והגיעה לשיאה 17 שנה לאחר מכן עם פרסום משוואות אוילר על ידי [[לאונרד אוילר]]. המחקר שנעשה בשנים אלו לגילוי החוקים הפועלים על זורמים הוביל בין היתר לפיתוח של כלים מתמטיים חדשים, כמו כתיבה של משוואות וקטוריות, המושג של שדה מהירות וטכניקות לפתרון [[משוואה דיפרנציאלית חלקית|משוואות דיפרנציאליות חלקיות]]{{הערה|* Darrigol, Olivier, '''Worlds of Flow. A History of Hydrodynamics from the Bernoullis to Prandtl''', Oxford University Press. pp. 2}}.

ב־[[1738]] כתב [[דניאל ברנולי]] בספר [[הידרודינמיקה (ספר)|''Hydrodynamica, sive de viribus et motibus fluidorum commentarii'']] (הידרודינמיקה, דיסרטציה על כוחות זורמים ותנועתם) את הניסיון הראשון ליישום של עקרון כללי לתנועת זורמים. ברנולי יישם את עקרון שימור האנרגיה של [[כריסטיאן הויגנס|הויגנס]] על זורמים והשיג תיאור גאומטרי של חוקים הכוללים אף גרסה חד־ממדית של משוואות אוילר.

ב־[[1742]] פרסם [[יוהאן ברנולי]], אביו של דניאל ברנולי, את ספרו ''Hydraulice'', והשתמש הפעם בחוקי ניוטון ובמיוחד בחוק השני שלו, במקום בעקרונות של הויגנס. התוצאה הייתה פיתוח של [[משוואת ברנולי]] שהשיג בנו, עם כתיב יותר אלגברי ופחות גאומטרי.

ב-[[1746]] זכה המתמטיקאי [[ז'אן לה רון ד'אלמבר]] בפרס מטעם האקדמיה הפרוסית למדעים בברלין על מאמרו ''The Cause of winds''. במקרה פרטי במאמר, ניתנות לראשונה משוואות של תנועת [[זרימה דחיסה|זורמים אי דחיסים]] במקרה הדו־ממדי, שהיא [[מקרה פרטי]] של משוואות אוילר. שנתיים לאחר מכן, פרסם ד'אלמבר מאמר בשם ''The resistance of fluid'' לתחרות נוספת באקדמיה הפרוסית אך לא זכה בפרס. למרות זאת, חשיבותו של המאמר אינה מוטלת בספק - הוא מכיל לראשונה את מה שכונה "משוואת הערבוליות לזורמים אי־דחיסים", תחת ההנחה שתמיד מתקיים: <math>\nabla\times\left[\left(v\cdot\nabla\right)v\right]=0</math>. הנחה זו פירושה שה[[ערבוליות]] אפסית, הנחה מוטעית שאוילר עצמו ישתמש בה במאמרו שלוש שנים מאוחר יותר.

לאחר שחקר את כתביו של דאלמבר בנושא, טען [[לאונרד אוילר|אוילר]] במאמר בשנת [[1750]] שהבסיס האמיתי לכל [[מכניקת הרצף]] הוא החוק השני של ניוטון המיושם על חלקים בגודל [[אינפיניטסימלי]] של הגוף בתנועה. במאמר נוסף משנת 1750–[[1751]] יישם אוילר את הטענה הזו על תנועת נהר, תוך התייחסות אליו כאל בעיית תנועה דו־ממדית. הוא פיתח גרסה של משוואת ברנולי של יוהאן ברנולי, עם נגזרות חלקיות:

<center>
<math>
\begin{align}
\frac{dv}{dt}=g-\frac{1}{\rho}\frac{dP}{dz}
\end{align}
</math>
</center>

אך ניכר שאוילר לא היה מרוצה מ[[מונוגרפיה]] זו{{הערה|Olivier Darrigol and Uriel Frisch, [https://www-n.oca.eu/etc7/EE250/abstracts/darrigol.html From Newton's mechanics to Euler's equations], Euler Equations: 250 years on|כיוון=שמאל}}

ב־[[1752]] כתב אוילר את המאמר ''Principia motus fluidorum'' (עברית: עקרונות התנועה של נוזלים) שהציג גרסה מוקדמת של המשוואות ל[[זרימה דחיסה|זרימה אי דחיסה]]. ב־31 באוגוסט 1752 המאמר הוגש לאקדמיה הפרוסית למדעים בברלין{{הערה|The Euler Archive, [http://eulerarchive.maa.org/pages/E258.html  E258 -- Principia motus fluidorum ]|כיוון=שמאל}}. המאמר כלל את הטעות שנעשתה גם על ידי המתמטיקאי ד'אלמבר בבואו למצוא חוקים לזורמים, והיא ההנחה שה[[ערבוליות]] אפסית. במאמר זה פיתח אוילר לא רק גרסה דו־ממדית של המשוואות, אלא גם לראשונה גרסה תלת־ממדית. אוילר הבין אחרי זמן מה את הטעות שעשה בכך שהתעלם מפתרונות ערבוליים. בשנת [[1755]] כתב אוילר שלושה מונוגרפים על זורמים.

[[קובץ:Euler first french memoir on fluid dynamic.png|שמאל|ממוזער|330px|העמוד הראשון במונוגרפיה הראשונה של אוילר על מכניקת זורמים - ''Principes generaux de l'etat d'equilibre des fluides'' בהוצאת האקדמיה הפרוסית למדעים בברלין, דו"ח שנתי לשנת 1757]]

המונוגרפיה הראשונה, ''Principes generaux de l'etat d'equilibre des fluides'' (עברית: עקרונות כלליים בנוגע לשיווי משקל בזורמים), הוגשה לאקדמיה בברלין ב־11 באוקטובר [[1753]]{{הערה|The Euler Archive [http://eulerarchive.maa.org/pages/E225.html  E225 -- Principes generaux de l'etat d'equilibre des fluides]|כיוון=שמאל}} והוקדשה לשיווי־משקל של זורמים, אי־דחיסים ודחיסים. במונוגרפיה זו ניסה אוילר לבסס את מדע ה[[הידרוסטטיקה]] על עקרון מנחה יסודי, והוא שכל אלמנט אינפיניטסימלי בנוזל אשר נמצא בשיווי משקל יקיים את המשוואה <math>f-\nabla P=\boldsymbol{0}</math>, כאשר P הוא הלחץ בשפת האלמנט ו־f היא צפיפות הכוח הפעולת עליו. אוילר הראה כי התוצאות הידועות של הידרוסטטיקה נובעות מחוק מתמטי פשוט זה. ואכן, בתחילת המונוגרפיה נכתב:
{{ציטוט|אני מציע לפתח עקרון שעליו תבוסס כל ההידרוסטטיקה, או כל מדע של שיווי־משקל בזורם{{הערה|Leonhard Euler, '''Principes generaux de l'etat d'equilibre des fluides''', pp. 1|כיוון=שמאל}}}}

המונוגרפיה השנייה, ''Principes generaux du mouvement des fluides'' (עברית: עקרונות כללים בנוגע לתנועה של זורמים), הוגשה לאקדמיה בברלין ב־4 בספטמבר [[1755]]{{הערה|The Euler Archive, [http://eulerarchive.maa.org/pages/E226.html  E226 -- Principes generaux du mouvement des fluides]|כיוון=שמאל}}, והוקדשה ליישום העקרונות מהמונוגרפיה הקודמת לטובת הבנת תנועה של זורמים. בתחילת המונוגרפיה נכתב שהבנת תנועה של זורם תלויה ב[[תנאי התחלה]] של הזורם, שמכונים "המצב הפרימיטיבי של הזורם", אחד האזכורים הראשונים לכך בספרות המתמטית. ממצב זה יש להבין את הכוחות הפועלים על הזורם וכך ניתן להסיק את מצבו הנוכחי. לאורך המונוגרפיה משתמש אוילר בעיקר בצורה התלת־ממדית של המשוואות, ומפתח אותן גם לצורות כלליות כגון עבור [[זרימה דחיסה|זורמים דחיסים]]:
<center>
<math>
\begin{align}
\nabla\cdot\left(\rho\boldsymbol{v}\right)+\frac{\partial p}{\partial t} = 0
\end{align}
</math>
</center>

<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial\boldsymbol{v}}{\partial t}+\boldsymbol{v}\cdot\nabla\boldsymbol{v} = \frac{1}{\rho}\boldsymbol{f}-\nabla P
\end{align}
</math>
</center>

כך שההנחה ש־<math>\nabla\times\left[\left(v\cdot\nabla\right)v\right]=0</math> אינה הכרחית.

המונוגרפיה השלישית, ''Continuation des recherches sur la theorie du mouvement des fluides'' (עברית: המשך המחקר בנוגע לתנועה של זורמים), הוגשה לאקדמיה בברלין ב־2 באוקטובר [[1755]]{{הערה|The Euler Archive, [http://eulerarchive.maa.org/pages/E227.html  E227 -- Continuation des recherches sur la theorie du mouvement des fluides]|כיוון=שמאל}}. המונוגרפיה היא המשך ישיר של השתיים הקודמות ופיתוח התוצאות בהן, ובתחילתה כתב אוילר על חשיבות תגליותיו:
{{ציטוט|בשתי המונוגרפיות הקודמות שלי צמצמתי את כל תורת הזורמים ... לשתי משוואות אנליטיות. חשיבות משוואות אלו נובעת לא רק שמכך שהן כוללות את כל מה שהתגלה בתחום ... אלא גם את כל מה שניתן לגלות בו{{הערה|Leonhard Euler, '''Continuation des recherches sur la theorie du mouvement des fluides''', pp. 1|כיוון=שמאל}}}}

בהמשך המונוגרפיה מראה אוילר בין היתר תנאים לקיום פתרון למשוואות וגם את תקפותו של חוק ברנולי לאורך קווי זרם בזרימה יציבה של נוזל לא דחיס, ובכך קיבל פיתוח ל[[משוואת ברנולי]]. בנוסף, יש עיסוק בזרימה בתוך צינורות דקים.

שלושת המונוגרפיות פורסמו על ידי האקדמיה הפרוסית בברלין בשנת [[1757]] באוגדן ''Mémoires de l'académie des sciences de Berlin 11''. כתבים אלו היוו פריצת דרך בהבנת [[מכניקת זורמים]]. בסוף המונוגרפיה השנייה שלו משנת [[1755]] תיאר אוילר את שנותר לגלות בתחום מכניקת הזורמים לאחר פיתוח משוואותיו:
{{ציטוט|תוכן=אנו יכולים לראות... כמה רחוקים אנו מהבנה מלאה של תנועת זורמים, ושמה שכתבתי כאן אינו אלא התחלה צנועה. ובכל זאת, כל התיאוריה של תנועת זורמים נמצאת בשתי המשוואות הכתובות מעלה, כך שאין אלו עקרונות מכניים שאנו חסרים אותם במרדף אחר ההבנה, אלא רק ה[[אנליזה מתמטית|אנליזה]], שטרם פותחה מספיק למטרה זו. על כן רואים אנו אילו תגליות עלינו לעשות במדע זה לפני שנוכל להגיע לתיאוריה שלמה של תנועת זורמים.}}

לא כל הקהילה המדעית העריכה את אוילר כראוי על גילוי המשוואות הנושאות את שמו. בספר ''Méchanique analitique'' של [[ז'וזף לואי לגראנז']] משנת [[1788]] מצוין דווקא ד'אלמבר כמייסד תחום [[מכניקת הזורמים]], בעוד שמו של אוילר לא מצוין לכל אורך הספר. במהדורה השנייה של הספר שיצאה יותר מ־20 שנה לאחר מכן מופיע המשפט:
{{ציטוט|תוכן=אוילר הוא זה לו אנו חייבים את קיומן של המשוואות הכלליות הראשונות המתארות תנועה של זורם ... והציג זאת בצורה פשוטה ומאירת עיניים באמצעות נגזרות חלקיות.}}

נדרשה כמעט מאה שנה שתחלוף בטרם נעשתה התקדמות משמעותית במכניקת זורמים כשם שנעשתה בשנות הארבעים והחמישים על ידי אוילר, ד'אלמבר וברנולי. בסוף שנות השלושים של [[המאה ה-19]] נחקרו השפעותיו של החיכוך על הזרימה על ידי ז'אן לואי מארי פואזיי וגוטהילף היינריך לודוויג האגן. ב-[[1827]] חקר [[קלוד לואי מרי אנרי נאוויה]] את השפעות הצמיגות על זרימה, וב-[[1845]] עשה כן [[ג'ורג' סטוקס]]. הידע שהושג במחקר הוביל לפיתוח [[משוואות נאוויה-סטוקס]], שמהוות הרחבה של משוואות אוילר. הבנת הפתרונות של משוואה זו על זרימת נוזלים מהווה אחת משבע [[בעיות המילניום של מכון קליי]].

==פיתוח של משוואות אוילר==
[[קובץ:Euler Fluid Equations - proof.png|450px|ממוזער|זורם חד־ממדי, הנע ימינה במהירות v, עם הפרמטרים המשומשים בפיתוח]]

מספר הערות על פיתוח המשוואות:
# בפיתוח של המשוואות משתמשים בקירוב הרצף. קירוב זה מניח שמצד אחד הזורם מורכב מתאים [[אינפיניטסימל|קטנים מאוד]], כך שכל הגדלים המתארים את הזורם יוגדרו היטב בתוך התא, ומצד שני שגודל התא יהיה קטן בהרבה מהאורך האפייני של המערכת. ללא קירוב הרצף הפיתוח אינו תקף. על מנת לבדוק את קירוב הרצף, מקובל להשתמש ב[[מספר קנודסן]].
# בפיתוח משתמשים גם בהנחה שהנוזל אינו [[צמיגות|צמיג]]. הבנה של נוזלים בעלי צמיגות, שהיא תכונה של נוזלים שאנלוגית לחיכוך במוצקים, ניתנת בעזרת ההרחבה של משוואות אוילר למשוואת נאוויה-סטוקס.
# לשם נוחות, הפיתוח ייעשה בממד־אחד.

===משוואת הרצף===
בהינתן צינור ארוך בעל שטח חתך <math>A</math> אשר זורם בו נוזל בכיוון החיובי של ציר ה־<math>x</math>, החידוש של אוילר היה בחלוקת הצינור לתאים בגודל [[אינפיניטסימל]]י ושימוש בכלים של ה[[חשבון אינפיניטסימלי]] כדי לחשב את התנועה של כל החומר הזורם באמצעות זרימה נקודתית. על כן, נחלק את הצינור לתאים אינפיניטסימליים באורך <math>\Delta x</math> ונתבונן בתא מסוים במיקום <math>x_{0}</math>. נסמן את הצפיפות והמהירות של הנוזל בו ב־<math>\rho_{0}\left(t\right)</math>, <math>v_{0}\left(t\right)</math> בהתאמה. בדומה, נסמן את הצפיפות והמהירות של הנוזל בתא משמאלו ב־<math>\rho_{-}\left(t\right)</math> ,<math>v_{-}\left(t\right)</math> בהתאמה (ראה איור משמאל).

נתבונן במערכת בזמן <math>t=0</math>, ונקדם אותה בזמן <math>\Delta t</math> כלשהו. על מנת לפתח את משוואת הרצף, נמצא שני ביטויים שונים לשינוי במסה בתא ב־<math>x_{0}</math> כתוצאה מהקידום בזמן ונשווה ביניהם.

ראשית, כתוצאה מהקידום בזמן הנוזל בתא השמאלי יתקדם מרחק של <math>v_{-}\Delta t</math>, ולכן סך כל המסה הנכנסת לתא ב־<math>x_{0}</math> היא <math>\rho_{-}\cdot\left(Av_{-}\Delta t\right)</math>. באותו האופן, סך כל המסה היוצאת מהתא ב־<math>x_{0}</math> לתא מימנו היא <math>\rho_{0}\cdot\left(Av_{0}\Delta t\right)</math>. מכאן שהשינוי במסה בתא ב־<math>x_{0}</math> הוא ההפרש בין שני הביטויים. כעת, את השינוי במסה נוכל לרשום גם במפורש בתור ההפרש <math>\Delta m=m\left(t+\Delta t\right)-m\left(t\right)</math>, כאשר <math>m\left(t\right)=\rho_{0}\left(t\right)\cdot A\Delta x</math> היא המסה בתא ב־<math>x_{0}</math> בזמן <math>t</math>.

נשווה בין שני הביטויים שמצאנו ונקבל:

<math display="block">\rho_{0}\left(t+\Delta t\right)\cdot A\Delta x-\rho_{0}\left(t\right)\cdot A\Delta x=\rho_{-}\left(t\right)\cdot Av_{-}\Delta t-\rho_{0}\left(t\right)\cdot Av_{0}\Delta t</math>

נחלק ב־<math>\Delta x</math> וב־<math>\Delta t</math> ונקבל:

<math display="block">\frac{\rho_{0}\left(t+\Delta t\right)-\rho_{0}\left(t\right)}{\Delta t}=\frac{\rho_{-}\left(t\right)v_{-}-\rho_{0}\left(t\right)v_{0}}{\Delta x}</math>

ועל ידי לקיחת הגבולות <math>\Delta x,\Delta t\rightarrow0</math> נקבל מהגדרת ה[[נגזרת]] את משוואת הרצף:

<math display="block">\frac{\partial\rho}{\partial t}=-\frac{\partial\left(\rho v\right)}{\partial x}</math>

ומהפיתוח מסיקים שמשוואה זו אכן מבטאת שימור מסה.
===משוואת שימור תנע===
כדי לפתח את משוואת שימור התנע משתמשים ברעיונות וכלים דומים. נקדם את המערכת בזמן <math>\Delta t</math>, ונחפש שני ביטויים לשינוי בתנע של התא ב־<math>x_{0}</math>.

ראשית, כמות התנע הנכנס לתא האינפיניטסימלי ב־<math>x_{0}</math> מהתא משמאלו הוא מכפלת מסת החומר הנכנס במהירותו, כלומר: <math>\left(Av_{-}\Delta t\cdot\rho_{-}\right)v_{-}</math>. בדומה, כמות התנע העוזבת את התא אל התא מימינו היא <math>\left(Av_{0}\Delta t\cdot\rho_{0}\right)v_{0}</math>. השינוי בתנע הוא ההפרש ביניהם.

מצד שני, אפשר לכתוב במפורש את השינוי בתנע בתור ההפרש <math>\Delta p=p\left(t+\Delta t\right)-p\left(t\right)</math>, כאשר <math>p\left(t\right)=A\Delta x\rho\left(t\right)\cdot v\left(t\right)</math> הוא התנע בתא בזמן t.

בנוסף על כך, בעקבות הקידום בזמן פועל [[מתקף]] על הנוזל. נסמן ב־<math>P</math> את הלחץ. התא השמאלי מפעיל מתקף <math>P_{-}A\Delta t</math> על החומר הנכנס לתא, והתא ב־<math>x_{0}</math> מפעיל מתקף <math>P_{0}A\Delta t</math> על החומר היוצא מהתא. מכאן שהמתקף הכולל שפעל על החומר בתא ב־<math>x_{0}</math> הוא <math>\left(P_{1}-P_{0}\right)A\Delta t</math>.

על ידי השוואה בין שני הביטויים לשינו בתנע, מתקבלת המשוואה:

<math display="block">A\Delta x\rho\left(t+\Delta t\right)\cdot v\left(t+\Delta t\right)-A\Delta x\rho\left(t\right)\cdot v\left(t\right) = \left(Av_{-}\Delta t\cdot\rho_{-}\right)v_{-}-\left(Av_{0}\Delta t\cdot\rho_{0}\right)v_{0}+\left(P_{1}-P_{0}\right)A\Delta t</math>

נחלק ב־<math>\Delta x</math> וב־<math>\Delta t</math> ונקבל:

<math display="block">\frac{\rho\left(t+\Delta t\right)\cdot v\left(t+\Delta t\right)-\rho\left(t\right)\cdot v\left(t\right)}{\Delta t} = \frac{\rho_{-}v_{-}^{2}-\rho_{0}v_{0}^{2}}{\Delta x}-\frac{P_{0}-P_{-}}{\Delta x}</math>

על ידי לקיחת הגבולות <math>\Delta x,\Delta t\rightarrow0</math> נקבל מהגדרת ה[[נגזרת]] את משוואת התנועה:

<math display="block">\frac{\partial\left(\rho v\right)}{\partial t}+\frac{\partial\left(\rho v^{2}\right)}{\partial x}=-\frac{\partial P}{\partial x}</math>

על מנת לקבל את המשוואה בצורתה המוכרת, נשתמש בעובדה כי <math>\frac{\partial\left(\rho v^{2}\right)}{\partial x}=v\frac{\partial\left(\rho v\right)}{\partial x}+\rho v\frac{\partial v}{\partial x}</math> ונוכל לכתוב:

<math display="block">\rho\frac{\partial v}{\partial t}+v\frac{\partial\rho}{\partial t}+v\frac{\partial\left(\rho v\right)}{\partial x}+\rho v\frac{\partial v}{\partial x}=-\frac{\partial P}{\partial x}</math>

כעת, נשתמש במשוואת הרצף על מנת לכתוב <math>\frac{\partial\rho}{\partial t}+\frac{\partial\left(\rho v\right)}{\partial x}=0</math>, ונקבל:

<math display="block">\rho\frac{\partial v}{\partial t}+\rho v\frac{\partial v}{\partial x}=-\frac{\partial P}{\partial x}</math>

ומהפיתוח מסיקים כי משוואה זו אכן מבטאת שימור תנע.

===משוואת שימור האנרגיה===
פיתוח משוואת שימור האנרגיה נעשה אף הוא בכלים וברעיונות דומים. נציג את השינוי באנרגיה, <math>\Delta E</math> בתא ב־<math>x_{0}</math> בשתי דרכים שונות. הדרך הראשונה היא הפשוטה יותר, ובה נתאר את האנרגיה בתא לפני ואחרי ההתקדמות בזמן בצורה מפורשת: <math>\Delta E=E\left(t+\Delta t\right)-E\left(t\right)</math>, כאשר <math>\textstyle E\left(t\right)=A\Delta x\rho\left(t\right)\left(\frac{1}{2}v\left(t\right)^{2}+\epsilon\left(t\right)\right)</math> מבטאת את סך כל האנרגיה בתא בזמן t.

הדרך השנייה מתחשבת רעיונית באנרגיה שעוזבת ונכנסת לתא בעקבות הקידום בזמן. האנרגיה שנכנסת לתא היא האנרגיה של החומר שנכנס לתא מהתא ב־<math>x_{-}</math>. סך כל החומר הנכנס לתא הוא בעל מסה של <math>Au_{-}\Delta t\cdot\rho_{-}</math>, ולכן האנרגיה שלו היא <math>\textstyle Av_{-}\Delta t\cdot\rho_{-}\cdot\left(\frac{1}{2}v_{-}{}^{2}+\epsilon_{-}\right)</math>. בדומה, האנרגיה שעוזבת את התא היא <math>\textstyle Au_{0}\Delta t\cdot\rho_{0}\cdot\left(\frac{1}{2}v_{0}{}^{2}+\epsilon_{0}\right)</math>.

על מנת להשוות ביניהן, עלינו להתחשב גם בעבודה שמבצע הלחץ בעת המעבר של הנוזל מתא לתא. סך כל העבודה שמבצע התא על החומר היא <math display="block">\left(P_{-}v_{-}-P_{0}v_{0}\right)A\Delta t</math>. מכאן שמתקבל השוויון הבא:
*אגף שמאל - <math display="block">A\Delta x\rho\left(t+\Delta t\right)\left(\frac{1}{2}v\left(t+\Delta t\right)^{2}+\epsilon\left(t+\Delta t\right)\right)-A\Delta x\rho\left(t\right)\left(\frac{1}{2}v\left(t\right)^{2}+\epsilon\left(t\right)\right)</math>
*אגף ימין - <math display="block">Av_{-}\Delta t\cdot\rho_{-}\cdot\left(\frac{1}{2}v_{-}{}^{2}+\epsilon_{-}\right)-Au_{0}\Delta t\cdot\rho_{0}\cdot\left(\frac{1}{2}v_{0}{}^{2}+\epsilon_{0}\right)+\left(P_{-}v_{-}-P_{0}v_{0}\right)A\Delta t</math>

נחלק ב־<math>\Delta x</math> וב־<math>\Delta t</math> ונקבל:
*אגף שמאל - <math display="block">\frac{\rho\left(t+\Delta t\right)\left(\frac{1}{2}v\left(t+\Delta t\right)^{2}+\epsilon\left(t+\Delta t\right)\right)-\rho\left(t\right)\left(\frac{1}{2}v\left(t\right)^{2}+\epsilon\left(t\right)\right)}{\Delta t}</math>
*אגף ימין - <math display="block">\frac{u_{-}\rho_{-}\cdot\left(\frac{1}{2}v_{-}{}^{2}+\epsilon_{-}\right)-v_{0}\rho_{0}\cdot\left(\frac{1}{2}v_{0}{}^{2}+\epsilon_{0}\right)+\left(P_{-}v_{-}-P_{0}v_{0}\right)}{\Delta x}</math>

ועל ידי לקיחת הגבולות <math>\Delta x,\Delta t\rightarrow0</math> נקבל מהגדרת ה[[נגזרת]]:

<math display="block">\frac{\partial}{\partial t}\left(\rho\left(\frac{1}{2}v{}^{2}+\epsilon\right)\right)=-\frac{\partial}{\partial x}\left(v\rho\cdot\left(\frac{1}{2}v{}^{2}+\epsilon+\frac{P}{\rho}\right)\right)</math>

נסמן <math>E=\frac{1}{2}\rho v^{2}+\rho\epsilon</math> ונקבל

<math display="block">\frac{\partial}{\partial t}\left(E\right)=-\frac{\partial}{\partial x}\left(v\left(E+P\right)\right)</math>

== משוואות אוילר בתיאור לגרנז'י ==
בתיאור לגרנז'י, את הנגזרות החלקיות לפי הזמן מחליפים ב[[נגזרת חומרית|נגזרת החומרית]] <math>\frac{D}{Dt} = \frac{\partial}{\partial t} + v \cdot \nabla</math> בתיאור זה, המשוואה עוקבת אחרי [[אלמנט זורם]] שניתן לתאר כגוף ניוטוני. בצורה זו, משוואת שימור התנע ומשוואת שימור האנרגיה מקבלות צורה פשוטה יותר, המוכרת ממכניקה ניוטונית ותרמודינמיקה.

=== משוואת הרצף ===
נסתכל על אלמנט זורם, בעל נפח <math>V</math> ומסה <math>m</math> הנע ביחד עם הזרימה. דפנות האלמנט מתקדמות במהירות <math>v</math> שאיננה אחידה, וכתוצאה מכך, נפח התא משתנה. קל להתרשם שהשינוי בנפח האלמנט הוא <math>\frac{DV}{Dt} = \oint_{\partial V} u \cdot dA</math> כאשר האינטגרל מתבצע על כל דפנות האלמנט. באמצעות [[משפט גאוס]] ניתן לפתח ביטוי זה ולקבל:

<math display="block">\frac{DV}{Dt} = \int_V (\nabla
\cdot v) d V \approx (\nabla \cdot v) \int_V d V= V (\nabla \cdot v)</math> כאשר המעבר הראשון התבצע בעזרת משפט גאוס, והמעבר השני אפשרי כיון שבאלמנט זורם קטן גרדיאנט המהירות יכול להילקח כקבוע על פני כל האלמנט. צפיפות הזורם באלמנט היא <math>\rho = m/V</math> ולכן צפיפות הזורם מקיימת: <math display="block">\frac{D\rho}{Dt} = \frac{D\frac{m}{V}}{Dt}= -\frac{m}{V^2}\frac{DV}{Dt} = -\frac{m}{V}\nabla \cdot u = -\rho (\nabla \cdot v) </math> או בצורתה המקובלת:

<math display="block">\frac{D\rho}{Dt} + \rho (\nabla \cdot v) = 0 </math>

משוואה זו שקולה לתיאור האוילרי.

=== משוואת שימור התנע ===
הכוח הכללי שמופעל על אלמנט הזורם הוא:

<math>F = -\oint_{\partial V} p dA </math>

לפי החוק השני של ניוטון מתקיים:

<math display="block">m \frac{Dv}{Dt} = F = -\oint_{\partial V} P dA =- \int_{V} \nabla p dV = V \nabla p </math>

כאשר המעבר השלישי התבצע באמצעות משפט גאוס והמעבר הרביעי מסתמך על כך שאלמנט הזורם קטן.

משוואת שימור התנע בצורתה הלגרנז'ית היא:

<math>\rho\frac{Dv}{Dt} = -\nabla p</math>

והיא מייצגת את החוק השני של ניוטון.

=== משוואת שימור האנרגיה ===
משוואת שימור האנרגיה מסתמכת על ההנחה לפיה השינוי היחיד באנרגיה הפנימית של האלמנט נובע מעבודה שמבוצעת על ידי הלחץ. העבודה הזו היא <math>- p dV </math> ולכן משוואת שימור האנרגיה היא <math>m \frac{D\epsilon}{Dt} + p\frac{DV}{Dt} = 0 </math> ולאחר חלוקה במסה:

<math>\frac{D\epsilon}{Dt} + p \frac{D\left(\frac{1}{\rho}\right)}{Dt} = 0 </math>

אם הזורם נמצא באופן מקומי ב[[שיווי משקל תרמודינמי]], לפי [[החוק הראשון של התרמודינמיקה]] ניתן לרשום<math>TdS = d\epsilon + pd\left({\frac{1}{\rho}}\right) </math> כאשר <math>T </math> היא הטמפרטורה, ו-<math>S </math> האנטרופיה ליחידת מסה. לפיכך, בזרימה רציפה לפי משוואות אוילר, מתקיים <math>\frac{DS}{Dt} =0 </math> כלומר האנטרופיה של אלמנט זורם לא משתנה במהלך הזרימה והזרימה היא [[תהליך אדיאבטי|אדיאבטית]].

==מסקנות ממשוואות אוילר==
===משוואת ברנולי===
{{הפניה לערך מורחב|משוואת ברנולי}}
משוואת ברנולי מתארת שימור אנרגיה לאורך קווי זרימה של נוזל. משוואה זו היא פשוטה יותר ממשוואת שימור האנרגיה, ולכן מוכרת יותר ולעיתים שימושית יותר. עם זאת, משוואת ברנולי תקפה אך ורק במקרים של זרימה עמידה (זרימה שאיננה משתנה עם הזמן) ואי דחיסה (זרימה בה הצפיפות קבועה). את משוואת ברנולי ניתן לפתח ישירות ממשוואות אוילר.

נצא ממשוואת שימור האנרגיה:

<center>
<math>
\frac{\partial E}{\partial t}+\nabla\cdot\left(\overline{v}\left(E+p\right)\right)=0
</math>
</center>

הזרימה היא עמידה, ולכן הנגזרת בזמן מתאפסת. מכאן מתקבל

<center>
<math display="block">
\nabla\cdot\left(\overline{v}\left(E+p\right)\right)=0\Longrightarrow\nabla\cdot\left(\overline{v}\left(\frac{1}{2}\rho v^{2}+\rho\epsilon+p\right)\right)=0
</math>
</center>

על ידי שימוש בנוסחא לנגזרת של מכפלה מסיקים

<center>
<math display="block">
0=\nabla\cdot\left(\overline{v}\rho\left(\frac{1}{2}v^{2}+\epsilon+\frac{p}{\rho}\right)\right)=\left(\frac{1}{2}v^{2}+\epsilon+\frac{p}{\rho}\right)\nabla\cdot\left(\overline{v}\rho\right)+\rho\overline{v}\cdot\nabla\left(\frac{1}{2}v^{2}+\epsilon+\frac{p}{\rho}\right)
</math>
</center>

ממשוואת הרצף מסיקים כי <math>\textstyle \nabla\cdot\left(\overline{v}\rho\right)=\frac{\partial\rho}{\partial t}</math>. בנוסף, הזרימה היא עמידה, ולכן <math>\textstyle \nabla\cdot\left(\overline{v}\rho\right)=\frac{\partial\rho}{\partial t}=0</math>. מכאן מתקבל:

<center>
<math display="block">
\rho\overline{v}\cdot\nabla\left(\frac{1}{2}v^{2}+\epsilon+\frac{p}{\rho}\right)=0
</math>
</center>

על ידי [[אינטגרל קווי|אינטגרציה]] על קו מסלול (המשיק לוקטור המהירות בכל נקודה) מסיקים כי

<center>
<math>
\frac{1}{2}v^{2}+\epsilon+\frac{p}{\rho}=const
</math>
</center>

אם למערכת היה מתווסף [[שדה כבידה]], משינויים קלים בפיתוח היינו מסיקים את משוואת ברנולי בצורתה המוכרת:

<center>
<math>
\frac{1}{2}v^{2}+\epsilon+\frac{p}{\rho}+gz=const
</math>
</center>

===[[משוואת הגלים]] ו[[מהירות הקול]]===
[[קובץ:Fluid density disturbance created by cylinder graph.png|שמאל|ממוזער|330px|הפרעה בצפיפות הנוזל המתקדמת במרחב. הבוכנה נעה קדימה ואחורה, ובכך משנה את צפיפות הנוזל ויוצרת את ההפרעה. כחול כהה מסמן אזורים עם צפיפות גבוהה, וכחול בהיר מסמן אזורים עם צפיפות נמוכה.]]
משוואות אוילר משמשות גם כדי להבין התפשטות של גלים בנוזל. על מנת לפתח את משוואת הגלים, מניחים שקיימת הפרעה קטנה בנוזל וחוקרים את האופן שבו היא מתקדמת בו.

מכיוון שההפרעה קטנה, משתמשים במושג הליניאריזציה על מנת לפשט את משוואות אוילר. כחלק מהפיתוח, נניח גם לשם הפשטות שהנוזל הלא-מופרע נמצא במנוחה. כתוצאה מההפרעה בנוזל, כל נקודה בנוזל מאופיינת על ידי הפרמטרים הבאים:
<center>
<math display="block">
\begin{align}
\rho\left(x,t\right)=\rho_{0}+\Delta\rho\left(x,t\right)
,\;\;\;\;
P\left(x,t\right)=P_{0}+\Delta P\left(x,t\right)
,\;\;\;\;
v\left(x,t\right)=\Delta v\left(x,t\right)
\end{align}
</math>
</center>

כאשר <math>\rho_{0},P_{0}</math> הם קבועים, והביטויים <math> \Delta v,\Delta P,\Delta\rho</math> מייצגים את ההפרעה.

נחקור את התקדמות ההפרעה עד לסדר ראשון בה, שכן לפי ההנחה מדובר בהפרעה קטנה, ולכן נזניח איברים מהצורה <math>\textstyle\Delta a\Delta b</math> ואיברים מהצורה <math>\Delta a\frac{\partial\left(\Delta b\right)}{\partial x}</math> (וכאן הנחנו שגם הנגזרת של ההפרעה היא קטנה). תהליך הליניאריזציה הוא הצבת הביטויים ל־ <math>\rho\left(x,t\right),P\left(x,t\right),v\left(x,t\right)</math> שמופיעים למעלה במשוואות אוילר, ואז הזנחת איברים מסדר שני ב־<math>\Delta</math>. כתוצאה מהלינאריזציה, משוואת הרצף ומשוואת שימור התנע מקבלות את הצורה הבאה:
#משוואת הרצף: <math>\frac{\partial\left(\Delta\rho\right)}{\partial t}+\rho_{0}\frac{\partial\left(\Delta u\right)}{\partial x}=0</math>.
#משוואת שימור התנע: <math>\rho_{0}\frac{\partial\left(\Delta u\right)}{\partial t}+\frac{\partial\left(\Delta P\right)}{\partial x}=0</math>.

כעת, נניח שהתהליך הוא [[אנטרופיה|אדיאבטי]]. הנחה זו מקובלת בפיזיקה כאשר מתכוונים לומר שהתהליך הוא "איטי". לכן ניתן לכתוב <math>\textstyle\Delta P=\left(\frac{\partial P}{\partial\rho}\right)_{S}\Delta\rho</math>, כאשר <math>S</math> היא ה[[אנטרופיה]]. נסמן <math>\textstyle c_{s}^{2}=\left(\frac{\partial P}{\partial\rho}\right)_{S}</math>, ונראה שזוהי [[מהירות הקול]] בנוזל.

נגזור את משוואת הרצף בזמן: <math>\frac{\partial^{2}\left(\Delta\rho\right)}{\partial t^{2}}+\rho_{0}\frac{\partial^{2}\left(\Delta u\right)}{\partial x\partial t}=0</math>.

כעת נגזור את משוואת התנועה במיקום: <math>\rho_{0}\frac{\partial^{2}\left(\Delta u\right)}{\partial t\partial x}+\frac{\partial^{2}\left(\Delta P\right)}{\partial x^{2}}=0</math>. נציב את הקשר <math>\Delta P=c_{s}^{2}\Delta\rho</math>, והמשוואה מקבלת את הצורה: <math>\rho_{0}\frac{\partial^{2}\left(\Delta u\right)}{\partial t\partial x}+c_{s}^{2}\frac{\partial^{2}\left(\Delta\rho\right)}{\partial x^{2}}=0</math>.

על ידי [[חיסור]] שתי המשוואות מתקבלת המשוואה:
<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial^{2}\left(\Delta\rho\right)}{\partial t^{2}}-c_{s}^{2}\frac{\partial^{2}\left(\Delta\rho\right)}{\partial x^{2}}=0
\end{align}
</math>
</center>

זוהי [[משוואת הגלים|משוואת גלים]] עבור ההפרעה <math>\Delta\rho</math>. בפרט, מסיקים כי מהירות ההפרעה היא <math>\textstyle c_{s}=\left(\frac{\partial P}{\partial\rho}\right)_{S}</math>, ולכן זוהי מהירות הקול בנוזל.

חישוב דומה מראה שגם כאשר הנוזל אינו במנוחה אלא נע, מהירות הקול בו אינה משתנה{{הערה|[http://www.sjsu.edu/faculty/watkins/sound.htm האתר של פרופסור Thayer Watkins, אוניברסיטת סן־חוזה]}}.

===גלי הלם===
{{הפניה לערך מורחב|גל הלם}}
מקרה חשוב של מעבר גלים בחומר הוא [[גל הלם]]. גל הלם נוצר כאשר ההפרעה בחומר מתקדמת מהר יותר מאשר מהירות הקול בחומר. התוצאה היא שההפרעה מגיעה לחומר לפני שה[[מידע]] על קיום ההפרעה מגיע אליו, ולכן חזית הגל יוצרת אי־רציפות בחומר. למשל, ייתכן שלחומר מיד לפני חזית הגל יש צפיפות שונה מאשר לחומר מיד אחרי חזית הגל.

המשוואות המתארות גלי הלם הן [[משוואות רנקין-הוגוניו]]. את המשוואת ניתן לפתח בכך שמתחילים ממשוואות אוילר ומסיקים מהן תנאי על הקפיצה בחזית הגל {{אנ|Rankine–Hugoniot conditions}}. למשל, ניתן להתחיל ממשוואת הרצף ולהסיק תנאי על הקפיצה בצפיפות המסה בחזית הגל. בהתאם לכך, משוואות רנקין-הוגוניו הן שלוש משוואות הקובעות שימור מסה, שימור תנעה ושימור אנרגיה בחזית הגל.

==שימושים באווירודינמיקה==
אחד השימושים של משוואות אוילר הוא בהכנת דגמים של כלי תחבורה באווירודינמיקה עבור [[מנהרת רוח|מנהרות רוח]]. משוואות אוילר משמשות לקביעת הגדלים הפיזיים של המודלים שבעזרתם ניתן להבין את התנהגות הכלי בגודלו האמיתי.

נניח שברצוננו לבנות מודל של [[כנף (תעופה)|כנף]] של מטוס עבור מנהרת רוח, כך שכל חלק באורך <math>x</math> בכנף מתורגם לחלק בגודל <math>x\prime=\alpha x</math> במודל. כך למשל אם <math>\textstyle \alpha=\frac{1}{5}</math>, המודל יהיה בדיוק באורך ובגבוה שהם <math>\textstyle\frac{1}{5}</math> מאורך וגובה הכנף, בהתאמה. <math>x'</math> מגדיר את סקאלת האורך במערכת מנהרת הרוח. מכאן שגם סקאלת המהירות תשתנה, ומתקיים:

<center>
<math>
\begin{align}
v\prime=\frac{dx\prime}{dt}=\alpha\frac{dx}{dt}=\alpha v
\end{align}
</math>
</center>

על מנת שניתן יהיה לבחון את התנהגות המודל ולהסיק ממנה מסקנות על התנהגות הכנף, יש לדרוש ששניהם יקיימו את אותה משוואת תנועה. לשם נוחות בלבד, נניח שאנו מעוניינים בתנועה חד־ממדית של הכנף בלבד. במקרה זה, משוואת התנועה עבור הכנף בגודל האמיתי היא

<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial v}{\partial t}+v\frac{\partial v}{\partial x}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial x}
\end{align}
</math>
</center>

ומשוואת התנועה עבור המודל (בסקאלת האורך של המודל) היא

<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial v\prime}{\partial t}+v\prime\frac{\partial v\prime}{\partial x\prime}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial x\prime}
\end{align}
</math>
</center>

כאשר מציבים את <math>x\prime,v\prime</math> מתברר שמשוואת התנועה בסקאלה של המודל היא שונה מזו של הכנף. על מנת ששתי המשוואות יהיו זהות, יש לשנות גם את סקאלת הזמן במודל שלנו, ולהגדיר <math>t\prime=\alpha t</math>. המשמעות של השוויון היא שאם המודל מצליח לרחף במנהרת הרוח במשך שנייה, נסיק כי הכנף תצליח לרחף במשך <math>\textstyle t=\frac{1}{\alpha}</math> שניות. כעת, משוואת התנועה בסקאלה של המודל היא:

<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial v\prime}{\partial t\prime}+v\prime\frac{\partial v\prime}{\partial x\prime}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial x\prime}
\end{align}
</math>
</center>

נותר להראות שהמשוואה האחרונה זהה למשוואת התנועה עבור הכנף (כלומר, למשוואת התנועה בסקאלת <math>x,t</math>). הפעם מתקיים

<center>
<math>
\begin{align}
v\prime=\frac{dx\prime}{dt\prime}=\frac{dx}{dt}=v
\end{align}
</math>
</center>

ולכן:

<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial v\prime}{\partial t\prime}+v\prime\frac{\partial v\prime}{\partial x\prime}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial x\prime} \\
\frac{\partial v}{\partial\left(\alpha t\right)}+v\frac{\partial v}{\partial\left(\alpha x\right)}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial\left(\alpha x\right)} \\
\frac{1}{\alpha}\frac{\partial v}{\partial t}+\frac{1}{\alpha}v\frac{\partial v}{\partial x}=-\frac{1}{\alpha}\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial x}
\end{align}
</math>
</center>

ומכאן נובע:

<center>
<math>
\begin{align}
\frac{\partial v}{\partial t}+v\frac{\partial v}{\partial x}=-\frac{1}{\rho}\frac{\partial P}{\partial x}
\end{align}
</math>
</center>

וכעת ניתן לראות שמשוואת התנועה בסקאלה של <math>x\prime,t\prime</math> זהה לזו בסקאלה של <math>x,t</math>, ולכן משוואות התנועה של הכנף והמודל יהיו זהות. מכאן שעל ידי מעברי הסקאלה <math>x\prime=\alpha x,\;\; t\prime=\alpha t</math> ניתן להשתמש במודל על מנת להבין את תנועת הכנף מבלי הצורך לבנות מנהרות רוח מספיק גדולות עבור הכנף בגודלה האמיתי.

אף על פי ששינויי הסקאלה כאן היו פשוטים, בפועל יש לבצע שינויים מורכבים יותר. זאת מכיוון שבמשוואות אוילר אנו מזניחים את צמיגות הנוזל, בעוד שבמנהרות רוח לרוב הזנחה זו איננה מוצדקת. לכן יש לבנות את מנהרת האוויר כך שבשינוי הסקאלה, משוואת נאוויה־סטוקס, המרחיבה את משוואת התנועה למקרה של נוזל צמיג, היא המשוואה שאיננה משתנה בעקבות שינויי הסקאלה.

==הכללה מעבר לנוזלים קלאסיים==
===[[על נוזל]]ים ונוזלים קוונטיים===
[[קובץ:Liquid helium Rollin film.jpg|ממוזער|אחת התכונות המרכזיות של על־נוזל הוא היותו חסר צמיגות. תוצאה מעניינת של תכונה זו היא היכולת של על־נוזל "לטפס" על דפנות של כלים.|237x237px]]
בעזרת התאמות מסוימות לשפה של תורת הקוונטים, ניתן לפתח סט של משוואות אוילר עבור על נוזלים. על־נוזל הוא פאזה של חומרים מסוימים הבאה לידי ביטוי לרוב בטמפרטורות נמוכות, ומאופיינת בתכונות יוצאות דופן, כגון חוסר בצמיגות. על-נוזל מאופיין בכך שכמות מקרוסקופית של חלקיקים מאכלסים את רמת היסוד. כתוצאה מכך, ניתן להגדיר [[פונקציית גל]] המתארת את כל הנוזל, ולא רק [[חלקיק]] בודד (כפי שנהוג לרוב בבעיות בתורת הקוונטים). פונקציית הגל היא מהצורה הבאה: <math>\textstyle\psi\left(\overline{r},t\right)=\psi_{0}\left(\overline{r},t\right)e^{iS\left(\overline{r},t\right)}</math>. במקרה זה, ניתנת משמעות מעט שונה לפונקציית הגל:
*הערך המוחלט <math>\textstyle \left|\psi\right|=\psi_{0}</math> יזוהה עם צפיפות החלקיקים <math>\textstyle n_{s}=\frac{\rho_{s}}{m}</math> של העל־נוזל. זוהי [[אנלוגיה]] למקרה של חלקיק יחיד, שבו <math>\left|\psi\right|</math> מזוהה עם צפיפות ההסתברות להימצאות החלקיק במקום מסוים.
*הנגזרת של הפאזה <math>\textstyle arg\left(\psi\right)=S\left(\overline{r},t\right)</math> תזוהה בתור מהירות העל־נוזל, [[עד כדי]] קבוע: <math>\textstyle\nabla S=\frac{m}{\hbar}v_{s}</math>. זיהוי זה מקובל לעיתים גם במקרה של פונקציית גל של חלקיק יחיד.

מכאן, ניתן לצאת מ[[משוואת שרדינגר]] לפונקציות גל ולפתח שלוש משוואות האנלוגיות למשוואות אוילר{{הערה|Tilley, David R. and Tilley, John., '''Superfluidity and Superconductivity''', Third Edition. IOP Publishing. chapters 3.2-3.3|כיוון=שמאל}}:

#משוואת הרצף: <math>\textstyle\frac{\partial\left|\psi\right|^{2}}{\partial t}=-\nabla\overline{J}_{p}</math>, כאשר <math>\overline{J}_{p}</math> הוא [[זרם ההסתברות]]: <math>\textstyle\overline{J}=-\frac{i\hbar}{2m}\left(\psi*\nabla\psi-\psi\nabla\psi*\right)</math>. משוואה זו היא משוואה מוכרת ב[[תורת הקוונטים]], ונהוג להבינה בתור משוואה המתארת שימור הסתברות{{הערה|D. McMahon, '''Quantum Field Theory''', Mc Graw Hill, {{ISBN|978-0-07-154382-8}}}}.
#משוואת התנועה: <math>\textstyle\frac{\partial\overline{v_{s}}}{\partial t}+\overline{v_{s}}\cdot\nabla\overline{v_{s}}=-\frac{1}{m}\nabla\mu</math>, כאשר <math>v_{s}</math> הוא מהירות העל־נוזל ו־<math>\mu</math> הוא ה[[פוטנציאל כימי|פוטנציאל הכימי]] של העל־נוזל. משוואה זו מתקבלת תחת ההנחה שהצפיפות של העל-נוזל משתנה לאט במרחב. בפרט, מכיוון שמשוואת התנועה המתארת את העל־נוזל היא משוואת התנועה של אוילר ולא משוואת נאווייה-סטוקס, ניתן להסיק שהעל־נוזל הוא חסר צמיגות, שכן משוואות אוילר מתארות נוזל שהוא בפרט חסר צמיגות. זוהי תכונה חשובה של העל־נוזל.
#משוואת שימור האנרגיה: <math>\textstyle\frac{1}{2}v_{s}^{2}+\frac{P}{\rho}-\sigma T=0</math>, זוהי משוואה הדומה למשוואת ברנולי, כאשר <math>v_{s}</math> היא מהירות העל־נוזל, <math>P</math> הוא הלחץ, <math>T</math> הוא הטמפרטורה ו־<math>\sigma</math> היא האנטרופיה ליחידת מסה של העל־נוזל.

את המשוואות המתארות את העל־נוזל ניתן להרחיב כך שיכלילו גם את רכיבי הנוזל שאינם בפאזה העל־נוזלית. במקרה זה אכן מתווסף איבר של צמיגות למשוואת התנועה, שכן הנוזל שאיננו בפאזה העל־נוזלית איננו חסר צמיגות.

===צמיגות ו[[משוואות נאוויה-סטוקס]]===
{{הפניה לערך מורחב|משוואות נאוויה סטוקס}}
השימוש במשוואות אוילר אפשרי רק תחת ההנחה שהנוזל חסר [[צמיגות]]. הנחה זו אינה תמיד נכונה במציאות. מכיוון שצמיגות בנוזלים אנלוגית לחיכוך במצוקים, על מנת לתאר נוזלים צמיגים יש לתקן את משוואת התנועה. משוואת התנועה הכוללת את התיקון לנוזלים צמיגים נקראת משוואת נאוויה-סטוקס, והתיקון הוא הוספת האיבר <math>\textstyle -\frac{\eta}{\rho}\nabla^{2}\overline{v}</math> לאגף ימין של משוואת התנועה של אוילר, כאשר <math>\eta</math> הוא מקדם הצמיגות הדינמי. הסימון <math>\nabla^{2}\overline{v}</math> הוא הפעלת [[אופרטור]] ה[[לפלסיאן]] על כל איבר של הווקטור <math>\overline{v}</math>.

המשמעות של האיבר הנוסף היא מעין דיפוזיה של תנע. [[משוואת החום|משוואת הדיפוזיה]] היא מהצורה <math>\textstyle\alpha\nabla^{2}n=\frac{\partial n}{\partial t}</math>, ותפקיד תהליך הדיפוזיה הוא למצע את פני [[גרדיאנט]]ים גדולים בצפיפות הנוזל <math>n</math>. באנלוגיה למקרה הצפיפות בנוזל ניתן להסיק שהאיבר החדש, <math>\textstyle -\frac{\eta}{\rho}\nabla^{2}\overline{v}</math>, ממצע על פני גרדיאנטים גדולים במהירות בנוזל, וזהו עיקר תהליך הצמיגות.

== ראו גם ==
==== רקע למשוואות אוילר ====
* [[זורם]]
* [[מכניקת זורמים]]
* [[הידרודינמיקה]] ו[[הידרוסטטיקה]]
* [[חשבון אינפיניטסימלי]]
* [[מספר ריינולדס]]
* [[לאונרד אוילר]]

==== מעבר למשוואות אוילר ====
* [[משוואת ברנולי]]
* [[משוואות נאוויה-סטוקס|משוואת נאוויה-סטוקס]]
* [[צמיגות]]
* [[נוזל-על|על נוזל]]

==לקריאה נוספת==
<div class="mw-content-ltr">
*Landau, L. D. and Lifschitz, E. M., '''Fluid Mechanics''', Second Edition, Pergamon Press, {{ISBN|978-0750627672}}
*Julián Simón Calero, '''The Genesis of Fluid Mechanics, 1640–1780''', Studies in History and Philosophy of Science 22, 2008, {{ISBN|978-1-4020-6413-5}}
* Darrigol, Olivier, '''Worlds of Flow. A History of Hydrodynamics from the Bernoullis to Prandtl''', Oxford University Press. chapter 1, {{ISBN|978-0199559114}}
</div>

==קישורים חיצוניים==
{{ויקישיתוף בשורה}}

==הערות שוליים==
<div class="mw-content-ltr">
{{הערות שוליים}}
</div>

{{בקרת זהויות}}

[[קטגוריה:לאונרד אוילר]]
[[קטגוריה:מכניקת הזורמים]]
[[קטגוריה:משוואות דיפרנציאליות|אוילר]]
[[קטגוריה:הידרודינמיקה]]
[[קטגוריה:אווירודינמיקה]]
[[קטגוריה:חוקים פיזיקליים]]