高等工程热力学第六章.doc

第六章 管内气体流动的热力学工程上经常遇到的管内流动有以下三类：第一类为喷管和扩压管等管内流 动；第二类为输送管内的流动；第三类为换热器管内的流动和可燃混合气在管内 燃烧时的流动等第一类流动的轴功为零，且由于管道短、流速高可看作绝热流 动，因而可先略去壁面摩擦，简化成无摩擦、无能量效应的变截面等熵流，待得 出流动规律后，再考虑摩擦的影响，加以修正可以说，截面积变化是影响这类 管内流动状况的主要因素第二类流动中的输送管道都是等截面的输送过程中， 流体对外界不作轴功，外界对流体也投有加热或冷却，因而无能量效应第三类 流动中的管道也是等截面的流动无轴功输出，外界对流体有热的作用，因而有 熊量效应，但摩擦作用与能量效应相比可忽略不计 所以说，能量效应是促使第 三类流动状况变化的主要因素6—1基本概念与基本方程在与外界无轴功，无热量交换的情况下，流动的流体达到静止（c=0）时的状 态称为滞止状态该状态的参数称为滞止参数，以下角标“ 0”表示流场中密度变化不能忽略的流体称为可压缩流体 多数情况下，斌体密度的变化主要由压 力变化引起6-1)kRT式中P、几V、s分别为压力、密度、比容和熵对于理想气体(6-1a)式中k为比热比，R为气体常数。

某一点的流体流动速度c和统一点的当地声速a之比称为马赫数M，即M = C （ 6-2）a可压缩流可以分成以下几类：M <1 亚声速流M -1 声速流M ■ 1 超声速流根据稳态稳流能量方程，滞流焓h0为2h0 = h —2对于理想气体，上式为2cCp（TTHy因为 cp Rk m C :p k—1 4kKT代入上式得k 一1 2(6-3)To = T（ 1 M2 ）2把式（6-3）代入可逆绝热过程方程，则有Po 二 p(1k-1(6-4)如果压力波通过时气体参数发生突然的急剧变化，则这种波称为激波垂 直于流动方向的激波称为正激波可压缩流体流动的研究基于质量守恒定律、牛顿第二运动定律、热力学第 定律和热力学第二定律四个基本定律：1. 质量守恒定律——一维稳态稳流的连续方程a P a 二A————（：cA）二 0 （6-5）a T （X2. 牛顿第二运动定律一一动量方程在流动方向上，作用在物体上的外力由作用于控制面内流体上所有力的 x向分量的代数和组成这些力可分为两类：作用于全部流体质量上的力和作用于 边界上的力:-Ac2 4 f 一运动方向上的剪切力…wdxx湿周=-^~4DTdX，于是，作用在运动方向上的净功力为Ac。

—Ac4A —2 D)dxF " Ac o Js 一亠-2A c4 f :_：IX2 D欧拉万程式为:1 : p芒 c y. c=0L +c —:

三、一般流动的热力学规律根据热力学第一定律、热力学第二定律、连续方程以及一些热力学关系式， 分析气体与外界之间有热量和动量交换、流道截面积有变化、气流有高度变化而 且存在摩擦的一般流动过程，就得到流动的通用方程式一一伍里斯方程， 方程式为：(M2 -1)虫二 竿-丄(¥)pdqout - Adwact-[丄(弓)p A]dWf - A gdz (6-12) c A vcp aT a vcp «T a a式子反映了流动过程的一般规律，也可称为通用流动方程6—2理想气体的定常等熵流、无轴功定常等熵流的一般特性流体定常流动中，如与外界无热功交换，而且摩擦效应和阻力相对都很小, 可以略去不计，那么这种流动可作为可逆绝热，即定常等熵流分析在这种流动 中，截面积的变化就成为促使流体参数连续变化的主要因素沿流动方向分析时，c为正，而P总为正，所以dcdp■0(6-14)式（6-13）与式（6-7）联立，得到(6-15)分析式（6-14）与式（6-15）得到以下结论:dA dp0dA 门dcdAdA 门:::0dpdcdAdA 小=00dpdc亚声速气流（M ：：1）超声速气流（M 1 ）声速流（M =1 ）亚声速喷管单独使用时称为收缩喷管，与扩放喷管联合在一起时称为缩放喷管。

缩放喷管喉部截面处 M=1，称为临界截面临界截面上流体的参数 称为临界参数，并在右上角标以“ * ”号二、利用对比参量进行喷管计算这三个速度可作为参考速度仿照对比态参数，选择恰当的参考状态和参 考参数，即可求得适用于任意等熵流动的通用计算公式6—3实际工作中的喷管一、 喷管的摩擦损耗在理想工况下，喷管内为等熵流动，没有任何损耗实际工作中的喷管即使在设计工况下工作，也会由于沿程摩擦的影响，总有有效能损耗，因此不会是 等熵的通常用实验确定的系数——喷管效率或速度损失系数来估计摩擦的影响喷管效率n定义为：实际出口动能与气体等熵膨胀到同样的终压所能得到的动能 之比分析损耗的方法有两种：熵法和火用法先用熵法求对于绝热过程1-3，△ Sad =△ Sg1-3过程的熵产为△ Sad 二' Sg 二 S3 - S2 二 Cp In 空 （6-28）T2再按火用法求列出喷管的火用平衡式，即可得到不可逆性 i :2 2i 5-“）号-但3-& 3 号］2 2 T二 -（hhj （h讥）c2 号 Tu（S3 7）订6 -S2）=TuCpln, 两种方法得到的结果相同，这是必然的二、 压力改变时喷管的工作情况实际运行中，不可能完垒符合喷管的设计工况，有必要讨论压力比改变时 喷管的工作情况。

为了弄清压力比改变的影响，下面讨论时略去喷管的沿程摩擦收缩喷管 进口截面积很大，Po与矶保持恒定的气流经收缩通道排人背压 为Pb （可由阀门调节）的空间，喷管出口截面的压力以， F表示现分析背压pa变化时对收缩通道内的压力分布，流量及出口截面压力的影响缩放喷管 现在考察缩放喷管中的流动在喉部最小截面之前气体沿程膨胀，喉部之后气流扩压到背压 Pb（Pe二Pb），最小截面上压力以pT表示在工况II、III和IV中，流动壅塞了，质量流量同背压无关，并且是最大 值只有在工况r中才能用改变背压的方法来改变流量归纳起来，流动有以下四种工况：I—喷管内部都是亚声速流动，在喉部流速晟大n —喉部之前是亚声速流动，喉部之后直到正擞波为止都是超声速流 动，以后是亚声速压缩流动川一喉部之前是亚声速流动，喉部之后直到出口截面为止都是超声速 流动喷管外先是非等熵的斜激渡，接着进行非等熵的反复压缩的流动IV —喷管内的流动和III相同，喷管出口外是超声速的射流膨胀与压缩三、理想气体正激波的热力学分析正激波所满足的方程正激波的不连续面板薄，因而对于所有的实际工程问 题来说，不必计及激波内部复杂的粘性和导热现象，只需考虑激波两侧 （激波的上、下游）气流属性之间的关系。

理想气体的范诺关系式为(6-30)ds 1 d hR k RT 2 (0 h )h瑞利线的斜率:R kM 22T 1 -kM 2Cp1 -MT 1 — kM(6-31):T _T(1_kM2):s 一 cp(1_M2)正激波 状态方程与范诺流，瑞利流的相应方程一致，而能量方程只和范 诺流的方程一致，动量方程只与瑞利流的方程一致 因此，激渡即不是沿范诺线 也不是沿瑞利线变化，只是激波前后的状态必定落在范诺线和瑞利线的两个交点 上，因为只有这两个交点才满足正激波的四个方程激波的熵产为Poy(6-32)Sy _ Sx p0 yInPox为了分析激波的方向，需要将式（6-32）改用马赫数来表示考虑到T0x=T0y ,得:Tx1 k“M；2TyToyTx(6-33)Ty因x、y在瑞利线上，根据瑞利流的动量方程有:(6-34)Py 1 kM2pZ =1 kM：6—4等截面摩擦管流本节讨论第二类流动，即输送管道内的流动输送管道的任务在于把可压缩气体从一处转送到另一处流动中没有采取特殊的措施对气体加热或冷却， 也 无轴功，所以没有能量效应管道是等截面的，因而壁面摩擦是引起流体属性变 化的主要因素对于这种流动，有两种极限情况：一是管道不长而流动足够快， 因而可看作绝热流动；二是管道较长而流动足够慢，与环境有充分的热交换，因 此除了流动的最初一段外，可以作为等温流动分析。

本节将讨论这两种极限情况 下摩阻对流体属性的影响一、等截面管道中有摩擦的绝热流等截面管道中有摩擦的绝热流动可假设是一维稳态稳流，与外界没有热交换，也无轴功，高度不同所引起的影响与摩擦效应相比可以略去不计根据马赫数的定义得：2 2C Ca2 kRT所以dMdc2 dTc2 T(6-40)2dM _ 2dc dTM c T对于有摩擦的绝热流动来说，亚声速流时马赫数沿着管道增大，超声速流时则减少，两者都是在 M=1处熵值达到最大因而，对应于一定的进口状态， 能后采用的最大可能管道就是使出口马赫数正好达到 1的那个长度若管长大于最大管长，那么管内的流动必定会调整到使管的出口处保持 M=1.亚声速流的这一调整过程是通过自动减少流量，恰好使得出口处 M=1来实现的超声速流的调整过程通常伴有管内激波的形成最大管长的计算 定常流且不计体积力时，动量方程式成为：dp W.4fdx*c22 D 2-0因为4fLmax/D只是M数的函数，所以使流动从给定的某个起始马赫数 M1变至给定的某个终止马赫数 M2所需的管长可由下式求得：4f - =（4f-Lmax）M^（4f Lmax）M2 （ 6-44）D D D通常Lmax由输送的距离所决定，于是由式（6-44）可求得不使流动发生壅= ln{(T2/T)T1/To)丄 To(1-；2)r~i[ T 0[To(1—：1)I 01F}熵。