流体力学10剖析word版本

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1、流体力学10剖析 管中充满静止的可压缩气体，压强为p，密度为 。活塞在力的作用下，以微小速度dv向右移动，产生的一个微小扰动平面波不断地从左端波及到右端，波的传播速度即声速，以符号c表示。特别要注意的是声速c与气体受扰动后的速度dv是不同的。 为了便于分析波阵面前后流体状态参数的变化关系，将坐标系固定在波阵面上图10.1（b），这样，对位于该坐标系的观察者而言，流体的流动是恒定的 声速公式 拉普拉斯在1816年提出声音的传递是一个等熵过程。 在声波传递过程中，热力学参数的变化是无穷小量，忽略了黏性作用，因而整个过程可视为可逆的绝热过程（即等熵 s = 常数），那末式（10.1）更精确的表达式为

2、 公式中下标s代表等熵过程。上式不仅适用于微小扰动平面波，也适用于球面波，对气体、液体均适用。 对于完全气体等熵流体的状态参数方程式为 式中 称为比热比（或称为绝热指数），对于空气 于是可导出完全气体的理论声速公式 式中 称为气体常数，空气的 。 由以上声速公式可得出 ：1. 是反映流体的压缩性， 当越大，表示流体越易压缩，此时由式（10.1） 越小；反之，当流体越不易压缩，则声速c越大，若流体为不可压缩流体，那么声速 。因而声速是反映流体压缩性大小的物理参数。 2.由式（10.4）可得，不同的气体有不同的比热比，及不同的气体常数R，因而不同的气体声速是不同的。如在常压下，15空气中在相同的压

3、强和温度下，氢气的声速为 。 3.声速与气体热力学温度T有关，如在常压下空气中声速为由于在气体动力学中，温度是空间坐标的函数，所以声速也是空间坐标的函数，为此，常称为当地声速。 4. 对于液体，由式（1.10）液体的弹性模量E和压缩系数 k的关系为代入式（10.1）得声速公式的另一种形式10.1.2 马赫数和马赫锥马赫数和马赫锥 1 1马赫数马赫数 马赫数是惯性力与由压缩引起的弹性力之比，它是气体动力学中最重要的相似准数，即定义马赫数 式中 v当地气流速度； c当地声速。 气体动力学中，依据马赫数对可压缩气流进行分类： ，即 ，称为超声速流动； ，即 ，称为声速流； ，即 ，称为亚声速流动。

4、对于气体流动以 为界，对于 ，为不可压缩流动，对于 ，为可压缩流动。 【例10.1】用声纳探测仪，探测水下物体，已知水温20，水的弹性模量 ，密度为 ，今测得往返时间为6秒，求声源到该物体的距离。 【解】 由式（10.6） 从声源到物体之间的距离为【例10.2】某飞机在海平面和11 000m高空均以速度 飞行，问这架飞机在这两个高度飞行时的马赫数相同吗？ 【解】 由于海平面的声速为 。 故海平面的飞行飞机 ， 为亚声速飞行。 在11 000m高空飞行时，该处的温度为216.5K （见第二章），则由式（10.5） 故该高度飞行的飞机为超声速飞行。2.2.马赫锥马赫锥 图10.2是一小扰动波（例如

5、点声源）在四种流动中的转播。 （1）当小扰动波在静止流场中传播（ ）图10.2（a）。 （2）当小扰动波在亚声速流场中传播（ ）如图10.2（b）。 （3）当小扰动波在声速流场中传播（ ），此种情况同上面（2）相同。10.2图(c) AOB平面是所有小扰动波的包络面，称为马赫波。它是寂静区和扰动区的分界面。（4）当小扰动波在超声速流场中传播（ ），此时的马赫波不再保持为平面，而是以固定点O为顶点向右扩张的旋转圆锥面，这个圆锥面称为马赫锥，圆锥顶角的一半称为马赫角 如10.2图（d）。 其中 对于完全气体的马赫数可表示为 由于温度是气体分子运动动能的度量，所以式（10.8）说明马赫数是流体宏观运

6、动动能和分子运动动能之比。 【例10.3】飞机距地面的1 000m上空，飞过人所在位置600m时，才听到飞机的声音，当地气温为15，试求飞机的速度、马赫数及飞机的声音传到人耳所需的时间。 解：当地声速为 马赫角 为 (如图10.3) 由式（10.7） 故马赫数 飞机速度 所需要时间 10.2 10.2 气体一维恒定流动的基本方程气体一维恒定流动的基本方程 基本方程主要是由连续方程、欧拉运动微分方程和能量方程等组成。 10.2.1 连续性方程连续性方程 如图10.4为一维恒定气流。 或者对任一过流断面满足式（10.9）即为一维恒定气流的连续性方程，它的微分形式为10.2.2 欧拉运动微分方程欧拉

7、运动微分方程 在一维恒定气流中，取长度为ds微段，并沿轴线方向为s轴。 如图10.5，即可得到 上两式称为完全气体一元恒定流动的欧拉运动微分方程式。式中的密度 不再是常数。而 三者之间的关系由微分方程式来确定。为求解此方程式除了要应用气流的连续性方程外，还必须补充气体状态方程，或者热力学过程方程。 连续性方程和欧拉运动微分方程也可引用马赫数Ma来表示如下 连续性方程可表达为 欧拉运动微分方程为10.2.3 不同形式的能量方程不同形式的能量方程 （1）气体一维定容流动 上式为不可压缩流体，不计质量力的能量方程。表示一维气流各断面上单位质量（或重量）具有的压能和动能之和守恒。 （2）气体一维等温流

8、动 在等温流动中，T=常数，则气体状态方程 或者（3）气体一维等熵流动 在热力学中，无能量损失且与外界又无热量交换的情况下，为可逆的绝热过程，又称等熵过程。 ，在热力学中，这项正是在等熵过程中，单位质量气体所具有的内能e。表示为 该式表明完全气体的等熵流中，沿流任意断面上，单位质量气体所具有的内能、压能和动能之和是不变的。 【例10.4】用文丘里流量计来测量空气流量（图10.6），流量计进口直径 ，喉管直径 ，实测进口断面处压强 （相对压强），温度为20，喉管处压强 （相对压强），试求空气的质流量。（设当地大气压 ） 【解】 气流通过文丘里流量计时，由于流速大，流程短，气流和壁面接触时间短，来

9、不及进行热交换，且摩擦损失亦可不计，因此按一维恒定等熵流动来处理。 先计算进口断面1处，喉管断面2处空气的密度由 式，进口断面空气的密度由式10.3）， ，即 由连续性方程式（10.9） ，得 将以上量代入等熵能量方程式（10.16） 解得 故空气的质流量【例10.5】氦气（ ）作等熵流动，在管道截面1处参数为 ， ，测得截面2处的速度为 ，求该截面上的以 及 值。解：由等熵流动能量方程式（10.16） 从截面 因此 解得 或 由等熵过程 10.2.4 10.2.4 一维等熵流动气体动力学函数一维等熵流动气体动力学函数 1 1用滞止状态参数表示的气体动力学函数用滞止状态参数表示的气体动力学函数

10、 当流体质点由某一个真实状态经等熵过程速度降为零。（可以假想），这时流体质点的状态称为对应于真实状态的滞止状态。流体质点所具有的流体参数称为该真实状态的滞止参数，以下标“0”表示。例如以 分别表示滞止压强，滞止密度，滞止温度，以及滞止声速。在工程中，如气体从大体积的容器中流出（如煤气储气罐等），容器内气体的流速可视为零，那其它参数就是滞止参数；当气流绕过某物体，则驻点处气流的流动参数也是滞止参数。 上述公式称为用滞止参数表示的等熵流动气体动力学函数。 图10.7表示气体动力学函数的曲线。 为便于计算，气体动力学函数列表10.2如下。 表表10.2 气体动力学函数数值关系（一维等熵关系）气体动力

11、学函数数值关系（一维等熵关系） 0.0 1.000 0 1.000 0 1.000 0 1.000 0 0.000 0 0.000 0 0.000 00.1 0.993 0 0.995 0 0.998 0 0.999 0 0.099 9 0.171 8 0.173 00.2 0.972 5 0.980 3 0.992 1 0.996 0 0.199 2 0.337 4 0.346 90.3 0.939 5 0.956 4 0.982 3 0.991 1 0.297 3 0.491 4 0.523 00.4 0.895 6 0.924 3 0.969 0 0.984 4 0.393 7 0.62

12、8 8 0.702 20.5 0.843 0 0.885 2 0.952 4 0.975 9 0.487 9 0.746 4 0.885 30.6 0.784 0 0.840 5 0.932 8 0.965 8 0.579 5 0.841 6 1.073 50.7 0.720 9 0.791 6 0.910 7 0.954 3 0.668 0 0.913 8 1.267 50.8 0.656 0 0.740 0 0.886 5 0.941 6 0.753 2 0.963 2 1.468 20.9 0.591 3 0.687 0 0.860 6 0.927 7 0.834 9 0.991 2 1

13、.676 41.0 0.528 3 0.633 9 0.833 3 0.912 9 0.912 9 1.000 0 1.892 91.1 0.468 4 0.581 7 0.805 2 0.893 1 0.987 0 0.992 1 2.118 41.5 0.272 4 0.395 0 0.689 7 0.830 5 1.245 7 0.850 2 3.121 22.0 0.127 8 0.230 0 0.555 6 0.745 4 1.490 7 0.592 0 4.636 72.5 0.058 5 0.131 7 0.444 4 0.666 7 1.666 7 0.379 3 6.480

14、03.0 0.027 2 0.076 2 0.357 1 0.597 6 1.792 8 0.236 2 8.674 55.0 0.001 9 0.011 3 0.166 7 0.408 2 2.041 2 0.040 0 21.164 02.临界状态和临界参数临界状态和临界参数 当气流速度 等熵地加速或减速到当地声速 的状态，也就是流动的马赫数等于1（可以假想）。此状态称为对应于真实状态的临界状态。临界状态的流动参量称为临界参数。以下标“ ”表示。例如记作 等。 以 代入上式，可得到某真实状态所对应的滞止状态参数和临界状态参数之间的关系式: 对空气（ ），具体数值为: 3.最大速度状态最大速

15、度状态 在等熵的条件下，当温度降到绝对零度时，此时速度达到最大 的状态称为最大速度状态。由于真实温度不可能达到绝对零度，因此最大速度状态只具有理论意义，反映气流总能量的大小。 最大速度和滞止参数关系为:最大速度与临界速度（声速）的关系对于空气（ ），则 【例10.6】大容积压缩空气罐中的压缩空气，经一收缩喷管向大气喷出，设喷嘴出口处的大气绝对压强为101.3kPa，温度为5，流速为 ，试求压缩空气罐中的压强和温度。 【解】本流动可看作等熵流动 方法一：压缩空气罐中的空气速度可视为零，其流动参数为滞止参数。由式10.19（b）喷口出口处声速马赫数由式10.19（a）方法二：由式（10.16），压

16、缩空气罐中的温度为由完全气体状态方程由等熵过方程式 ，上式代入（10.16）式解得 本题从以上两种解法可看出，应用滞止参数表示的等熵流动的气体动力学函数方法要简单得多。 得：【例10.7】空气气流在收缩喷管进口截面上的参数为 ， ， ，在出口截面上 ，试求出口处的压强，温度和直径。 解：本题也视为等熵流动 进口处 现求滞止温度，由式 10.19（a） 得 出口处 ， ,气流达到临界状态。 出口处的温度，由式10.23（a）由式10.19（a）和式10.19（b）得由式10.23（b）由连续方程式10.9解得 10.2.5 10.2.5 气流按不可压缩流体处理的限度气流按不可压缩流体处理的限度

17、对于低速气流，可忽略气体容易压缩的个性，而按照不可压缩流体处理。那么“低速”的限度就是下面要讨论的内容。 完全气体一维流动，按不可压缩流体时，能量方程为: 或者写成 比较无量纲式（a）和（c），气流按不可压缩流体处理时，能量方程式的计算相对误差为 在常温（15）下，空气的声速 ，倘若允许的相对误差为1，那么，相应的 ，此时相应的气流速度v为 即，当气流速度小于 时，按不可压缩流体来处理时，其相对误差 。实质上气流按不可压缩流体来处理的限度是由计算要求的精度来决定。 由式10.19（c）密度比式当 时，空气 ,代入上式,得密度的相对变化为 在同样的气流速度下，按不可压缩流体处理的话，其密度的相对

18、变化较大。若要求气流密度的变化不超过1，相当的马赫数为 ，相应的气流速度v为 。 【 例 10.8】 某 空 气 动 力 计 算 中 ， 允 许 压 强 的 相 对 误 差 ，对于常温下的空气速度小于多少时可按不可压缩流体来处理；此时密度的相对变化为多少？ 【解】 按式（10.27）压强的相对误差 据题意 故 常温下声速 气流速度 即，空气速度小于时 ，可按不可压缩流体来处理。故密度的相对变化为由式10.19（c）10.3 10.3 喷管的等熵出流喷管的等熵出流 喷管是指在很短的流程内，通过改变断面的几何尺寸来控制气流速度的装置。由于高速气流在喷管内流动时来不及和外界进行热交换，同时摩擦阻力也

19、可忽略不计，这样的流动过程可作为等熵流动。 利用上述关系式，将断面面积A、气流速度v、压强p、密度 及单位面积的质流量 等与马赫数Ma之间的关系，能很清楚地表示如表10.3所列。 表表10-3一维气体各流动参数随马赫数的变化关系一维气体各流动参数随马赫数的变化关系几点结论：1.亚声速气流（ ）在收缩管（ ）中，将加速（ ）和减压（ ）；在扩张管（ ）中，将减速（ ）和增压（ ）和不可压缩流体相似。2.超声速气流（ ）在收缩管（ ）中，将减速（ ）和增压（ ）；在扩张管（ ）中，将加速（ ）和减压（ ），与亚声速流恰好相反。 图10.8为一收扩管，流体自左向右流动。若在该管道中达到声速，必定在最

20、小截面处即喉部，称喉部的截面为临界截面记作。在扩张段流体被加速成超声速，并不断加速。这种流动成为喷管流。瑞典工程师拉伐尔（Laval）将先收缩后扩大的喷管拉伐尔喷管（图10.9），用于蒸气涡轮机中。拉伐尔喷管在冲压式喷气发动机、超声速风洞等领域广泛地被应用 10.4 10.4 可压缩气体管道流动可压缩气体管道流动 对于可压缩气体的管道流动，有时要考虑摩擦阻力和热交换对压缩性的影响，需针对不同的热力过程进行分析计算。 10.4.1 10.4.1 一维恒定等熵管流一维恒定等熵管流 下面主要对变截面管道内的流动进行分析。 1 1管截面积和流动马赫数的关系管截面积和流动马赫数的关系 若已知 和 及某一

21、处的马赫数，如 ，要求另一 ，却并不是很容易，为此假定一个参考截面 ，当流动至该截面马赫数 ，该截面流动参量就是临界参量，这个截面可实际存在于管流中，也可以是假想的。 以上公式在一维管流的计算中被大量使用，公式算得的数据已列于表10.2之中。图10.10是根据上式绘制的 曲线。 【例10.10】设一喷管内为等熵流,出口截面积 ，出口 ，求喷管内截面积为 处的 。 解：由于 ，说明这是一个收缩喷管。由，查等熵流气动函数表可得 为假想的临界截面，即假想流体沿继续延伸的喷管流动，在截面积 处达到声速，喷管其他截面上的参数与该假想临界截面上的参数关系符合等熵流气动函数关系。现 由表10.2上，按 插入

22、，查得 。 2 2质流量的计算公式质流量的计算公式 质流量 当管道内存在临界截面 时，那末该处质流量达到最大值 或者 【例10.11】一个容积很大密闭容器中装满氮气，氮气的 ，容器中 ，氮气通过一收缩管向外流出，设出口处直径为，背压为 ，求流出氮气的质流量。 解：工程上常称管外的环境压强为背压（或反压）用 表示，当封闭容器中压强 时管内无流动。当 时，在压差作用下产生流动。本题首先要判断在流动中管内是否会出现临界状态。 由式10.22（a） 故 由式10.22（b） 由于 ，则说明在管道出口处前已出现临界状态，流量为最大，以后管内流动不再变化，通常称这种现象为壅塞现象。出口处的压强 ，不再等于

23、 ，气流流出后经稀疏过程才降到 。 方法一:按式（10.37）其中 故方法二:上面已分析由于 ，则收缩管出口处质流量按 计算 故由式10.22（c）10. 4. 2 绝热摩擦管流绝热摩擦管流 实际管流一般有两种，一种是在隔热的长管中流动，即具有摩擦但不考虑热交换的流动，如果这种流动在等截面管中流动被称为范诺（Fanno）流动。一种由于管道很长，气体与外界能够进行充分的热交换，使管道中气流与周围环境保持相同温度，这是等温管流。 1 1几个实用公式几个实用公式 范诺流的气体动力学函数 若管流两截面压强分别是 和 ，那末可推导出管流的质流量 为式中 为管道沿程摩阻因数，对于亚声速流，可直接利用穆迪图

24、确定。对于超声速流（ ）通常取 。对于绝热摩擦管流也同样存在一个最大长度 ，若气流在该处已达到临界状态，当实际管长 时将发生壅塞现象。此时对亚声速流造成的压强扰动可向上游传播至入口，使入口处溢流而造成流量减小直至出口截面正好为临界截面。对超声速流，壅塞在管中产生激波，从而使临界截面移至出口截面。 最大管长为管道进、出口马赫数的关系式为2.2.计算实例计算实例 【例10.12】马赫数为 的空气超声速气流进入一个沿程损失因数 的绝热管道,管道的直径 ，若要求管道出口马赫数 ，试求管道长度l。 解：由式（10.40），对于空气 ，按题意 则 得 【例10.13】空气流在等截面管道作绝热摩擦流动，进口

25、处状态参数 ， ， 。 若管径 ，沿程摩阻因数 ，试求：（1）最大管长 及出口处压强和温度（2）若管长为，试计算进口的马赫数。 解：（1）进口处马赫数 现 要 求 最 大 管 长 ， 即 出 口 截 面 为 临 界 状 态 ，由式（10.40） 出口处温度由式10.37（a） 出口处压强由式10.38（c）（2）由于按照初始条件，最大管长为 ，现实际管长为 ，因此将发生壅塞现象。即出口处达到临界状态，进口处的 不再保持0.555，而将由式（10.41）确定，式中 代入该方程得 令 ，则上面代数方程经化简为 或者 设初始马赫数 ，即 ，应用简单迭代法解得 ,因此进口处马赫数 ,该流动的实际情况是当管长 时，进口处亚声速气流发生膨胀减速，马赫数由0.555减小到0.526后才进入绝热摩擦管 如图10.12。 第第10章结束章结束此课件下载可自行编辑修改，仅供参考！此课件下载可自行编辑修改，仅供参考！感谢您的支持，我们努力做得更好！谢谢感谢您的支持，我们努力做得更好！谢谢