уравнение). В отличие от движения идеальной жидкости, для которого имеет место 
обратимости теорема, уравнения динамики вязкой жидкости описывают необратимый 
процесс. Необратимость процесса движения связана с диссипацией энергии, то есть 
переходом части механической энергии в теплоту. Это доказывается вычислением 
работы A сил, приложенных к поверхности элементарного объёма жидкости, для 
несжимаемой жидкости имеем
{{формула}}
Таким образом, работа, производимая поверхностными и массовыми силами над 
единицей объёма жидкости в единицу времени, частично идёт на изменение 
кинетической энергии этого объёма, а другая её часть, равная Ф, соответствует 
количеству механической энергии, превращающейся из-за действия сил трения в 
теплоту. Интегрирование Ф по всему пространству, занятому движущейся жидкостью, 
позволяет определить общие потери энергии в единицу времени. Этот результат 
можно использовать, например, для расчёта гидродинамического сопротивления тела,
 движущегося в жидкости, если известно поле скоростей соответствующего течения. 
Анализ уравнений динамики вязкой жидкости значительно упрощается для некоторых 
классов течений, когда в силу их вырожденности и ряда упрощающих предположений 
задача сводится к решению системы обыкновенных дифференциальных уравнений. Это 
так называемые точные решения. Наиболее обширный класс точных решений имеет 
место для несжимаемой жидкости, например, течение Гагена — Пуазейля (см.
 Ламинарное течение) течение Куэтта (рис. 1), возникающее при движении в вязкой 
жидкости одной бесконечной плоскости (верхняя на рис. 1) с постоянной скоростью 
u{{?}} параллельно другой находящейся на расстоянии h от неё при наличии 
градиента давления dp/dx, характеризуемого параметром {{p}}, равным p  =  
-h2(2{{?}}u{{?}})(dp/dx). Для этого течения зависимость скорости и жидкости от 
поперечной координаты у имеет вид:
{{формула}}
Для сжимаемой жидкости число точных решений невелико. Простейшим примером 
является одномерная задача о переходе потока совершенного газа в отсутствие 
массовых сил из одного однородного состояния (при x{{?}}-{{?}}) в другое 
однородное состояние (при x{{?}} + {{?}}), при этом приведенные скорости потока 
{{?}}1  =  u1/a1, при x{{?}}-{{?}} и {{?}}2  =  u2/a1, при x{{?}} + {{?}} (u1, 
u2 — скорости потока соответственно при x{{?}}-{{?}} и при x{{?}} + {{?}}, a1 — 
критическая скорость звука при x{{?}}-{{?}}) связаны соотношением {{?}}1*{{?}}2 
 =  1. Аналога такому течению для несжимаемой жидкости не существует, а для 
идеальной сжимаемой жадности ему соответствует переход сверхзвукового потока в 
дозвуковой через прямую ударную волну (рис. 2). Полученное решение позволяет 
оценить толщину ударной волны {{?}}: {{?}}/l  =  ({{?}}1 + l)/({{?}}1—1), где 
l — длина свободного пробега молекул. Следовательно, с увеличением скорости 
набегающего сверхзвукового потока ({{?}}1{{??}}max  =  [({{?}} + 
1)/({{?}}-1)]1/2, {{?}} — показатель адиабаты) нарушается предположение 
механики сплошной среды: {{?}}/l >  > 1, и для анализа структуры ударной волны 
необходимо пользоваться уравнениями, описывающими разреженных газов динамику.
В общем случае интегрирование уравнений динамики вязкой жидкости представляет 
собой сложную математическую задачу и может быть проведено только численно. 
Разработанные методы численного анализа позволяют решать задачу об обтекании 
тела при таких Рейнольдса числах, когда силы трения и инерции имеют одинаковый 
порядок во всём поле течения; при этом проведение расчётов сопряжено с очень 
большими затратами машинного времени. Однако в предельных случаях малых 
(Re{{?}}0) и больших (Re{{??}}) чисел Рейнольдcа исследование В. ж. т. можно 
значительно упростить. В первом случае, который соответствует, например, 
движению сильновязких жидкостей, силы внутреннего трения значительно больше 
инерционных сил, и в результате соответствующих упрощений приходим к более 
простым Освена уравнениям. При больших числах Рейнольдса силы трения в основной 
части потока пренебрежимо малы и становятся соизмеримыми с инерционными силами 
лишь в тонком пристеночном (пограничном) слое жидкости. В этом случае задача об 
обтекании тела потоком вязкой жидкости распадается на две самостоятельные 
задачи: задачу об обтекании тела потоком идеальной жидкости, описываемую Эйлера 
уравнениями, и задачу о расчёте течения вязкой жидкости в пограничном слое, 
описываемую уравнениями Прандтли. Поскольку движение самолётов и других 
летательных аппаратов происходят, как правило, при больших числах Рейнольдса, 
то этот подход позволяет успешно решать многие практические вопросы, связанные 
с расчётом аэродинамических характеристик и аэродинамического нагревания 
летательного аппарата.
Лит.: Кочин Н. Е., Кибель И. А., Розе Н. В., Теоретическая гидромеханика, 4 изд.
, т. 1, 2, Л.—М., 1948—63; Бэтчелор Дж., Введение в динамику жидкости, пер. с 
англ., М., 1973; Лойцянский Л. Г., Механика жидкости и газа, 6 изд., М., 1987.
В. А. Башкин.
Рис. 1. Распределение скоростей жидкости в течении. Куэтта в зависимости от 
значения параметре p.
Рис. 2. Изменение приведённой скорости {{?}}  =  u/{{?}}1, одномерного потока 
вязкого сжимаемого газа с начальными параметрами: {{?}}  =  1,4; число Прандтля 
Рг  =  3/4; {{?}}1  =  2,0 при прохождении через прямую ударную волну; {{?}} — 
продольная координата в условных единицах.
Гаагская конвенция 1970 о борьбе с незаконным захватом воздушных судов. 
Участниками конвенции по состоянию на 1990 являлись 142 государства (СССР с 
1970). Г. к. 1970 заключена в целях предотвращения актов незаконного захвата 
воздушных судов, принятия соответствующих мер для наказания преступников. 
Конвенция считает лицо, находящееся на борту судна во время его полёта, 
совершившим преступление, если оно захватило воздушное судно путём насилия,