流體力學的一個分支。研究流體運動的幾何性質，而不涉及力的具體作用。流體運動學包括下述內容：
流動的分析描述 在流體力學中描寫運動的方法有兩種，即拉格朗日方法和歐拉方法。拉格朗日方法著眼於流體質點（見連續介質假設），設法描述每個流體質點的位置隨時間變化的規律。通常利用初始時刻流體質點的直角坐標或曲線座標a、b、c作為區分不同流體質點的標志。流體質點運動規律可表示成方程(1)的形式：
r＝r(a，b，c，t)， (1)
其中 r是流體質點的矢徑； t為時間；變數 a、 b、 c、 t統稱為拉格朗日變數。對時間 t求式(1)的一次偏導數和二次偏導數，可分別得到流體質點的速度矢量和加速度矢量。歐拉方法著眼於空間點，設法在空間的每一點上描述出流體運動隨時間的變化狀況。通常用速度矢量
表示流體運動。於是歐拉方法中流體質點的運動規律可表為下式：
＝
(
r，
t)， (2)
變數
r、
t稱為歐拉變數。式(2)確定的速度函數是定義在時間
t和空間點上的，所以它是場。由式(2)，可按下式求出加速度（見
隨體導數）：
。
雖然拉格朗日方法和歐拉方法都能描述流體的運動，但在流體力學中，人們廣泛采用歐拉方法，較少采用拉格朗日方法，這是因為用歐拉變數得到的是場，可以運用研究得很充分的場論知識；而在拉格朗日方法中，由於式(1)不是場，所以無此優點。其次，在歐拉方法中，由於加速度是一階導數，所以運動方程組是一階偏微分方程組，它比拉格朗日方法中的二階偏微分方程組容易處理。
流動的幾何描述 在拉格朗日方法中，流體質點運動規律的幾何表示是跡線。在歐拉方法中，則利用流線幾何地描述流體的運動。在非定常運動中，流線和跡線一般是不重合的；而在定常運動中，兩者必然重合（見流線）。
流動的分析 流體運動要比剛體運動復雜，因為它除瞭平動和轉動外，還要發生變形。流體微團運動分析的主要內容包含在亥姆霍茲速度分解定理中。
流動的分類 以運動形式為標準，流體運動可分為無旋運動和有旋運動。若在整個流場中▽×
=0，則稱此運動為無旋運動，反之稱為有旋運動。以時間為標準，流體運動可分為定常運動和非定常運動。若所有物理量皆不依賴於時間
t，則稱此運動為定常運動，反之稱為非定常運動。以空間為標準，根據有關物理量依賴於一個曲線坐標、二個曲線坐標和三個曲線坐標，流體運動可分為一維運動、二維運動和三維運動。平面運動和軸對稱運動是二維運動的兩個重要例子。在直角坐標系
Oxyz中，滿足
w＝0，
的流動稱為平面運動，其中
w是速度矢量在
z軸的分量。在柱坐標系（
r，
φ，
z）中滿足
＝0，
，或球坐標系(
r，
φ，
θ)中滿足
＝0，
的流動稱為軸對稱運動，其中
是速度矢量在
φ軸的分量。
渦旋的運動學性質 渦管的運動學性質為：渦通量在渦管所有橫截面上都等於同一常數，稱之為渦管的強度。渦管不能在流體內產生或終止，如果它不以渦環的形式存在，就隻能延伸到邊界上。
區域中有渦和源的分佈，就會誘導出速度場。知道渦旋場和散度場求速度場的問題歸結為解方程(3)：
， (3)
式中Ⓗ和Ω是區域τ內給定的源和渦的強度分佈函數。其解為：
式中
；
ξ、
η、
ζ是變動點坐標。
連續性方程和流函數 連續性方程是質量守恒定律的數學表達式，它的一般形式為（見流體力學基本方程組）：
或
。
對於定常運動和不可壓縮流體，連續性方程可簡化為：
，
式中
ν=0和
ν=1分別對應不可壓縮流體和定常運動。對於平面和軸對稱運動，由連續性方程推出，存在著
流函數
Ψ，使
， （平面運動）
， （軸對稱運動）
式中
u、
v，
v
z、
vr分別是速度矢量在直角坐標(
x，
y，
z)和柱坐標(
r，
φ，
z)中的分量。
無旋運動和速度勢 根據運動的無旋性▽×
＝
0推出存在著速度勢ф，使
=▽ф。在不可壓縮流體情形，速度勢滿足拉普拉斯方程(見
拉普拉斯無旋運動，
速度勢)。
參考書目
G.K.Batchelor，An Introduction to Fluid Dynamics，Cambridge Univ.Press，Cambridge，1970.