清华工程流体力学课件气体一维高速流动.ppt
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- 清华 工程 流体力学 课件 气体 高速 流动
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1、2023-2-15工程流体力学第七章第七章 气体一维高速流动气体一维高速流动u 第一节 微弱扰动波的传播u 第二节 气体一维定常等熵流动u 第三节 气体一维定常等熵变截面管流u 第四节 正激波2023-2-15工程流体力学 前几章讨论的是不可压缩流体的流动,例如对于液体,即使在较高的压强下密度的变化也很微小,所以在一般情况下,可以把液体看成是不可压缩流体。对于气体来说,可压缩的程度比液体要大得多。但是当气体流动的速度远小于在该气体中声音传播的速度(即声速)时,密度的变化也很小。例如空气的速度等于50m/s,这数值比常温20下空气中的声速343m/s要小得多,这时空气密度的相对变化仅百分之一。所
2、以为简化问题起见,通常也可忽略密度的变化,将密度近似地看作是常数,即在理论上把气体按不可压缩流体处理。当气体流动的速度或物体在气体中运动的速度接近甚至超过声速时,如果气体受到扰动,必然会引起很大的压强变化,以致密度和温度也会发生显著的变化,气体的流动状态和流动图形都会有根本性的变化,这时就必须考虑压缩性的影响。气体动力学就是研究可压缩流体运动规律以及在工程实际中应用的一门科学。本章中仅主要讨论气体动力学中一些最基本的知识。2023-2-15工程流体力学第一节 微弱扰动波的传播 一一.微弱扰动波的一维传播微弱扰动波的一维传播 如图7-1所示,在一个截面积为A、足够长的直圆管中充满了静止的气体,将
3、圆管左端的活塞以微小速度 向右轻微地推动一下,使活塞右侧的气体压强升高一个微小增量 ,所产生的微弱压强扰动向右传播。活塞将首先压缩紧贴活塞的那一层气体,这层气体受压后,又传及下一层气体,这样依次一层一层地传下去,就在圆管中形成一个不连续的微弱的压强突跃,就是压缩波mn,它以速度 向右推进。压缩波面mn是受活塞微小推移的影响而被扰动过的气体与未被扰动过的静止气体的分界面。设在压缩波前未被扰动过的静止气体的压强为 、密度为 、温度为 ,波后已被扰动过的气体以与活塞的微小运动同样的微小速度 向右运动,其压强增高到 ,密度和温度也相应增加到 和 。VdpdpdpTVdppddTTd2023-2-15工
4、程流体力学图7-1 微弱扰动波的一维传播2023-2-15工程流体力学 显然,这是不定常流动。为了得到定常流动,可以设想观察者随波面mn一起以速度c向右运动。气体相对于观察者定常地从右向左流动,经过波面速度由c降为c-dv,而压强由p升高到p+dp,密度和温度由 、增加到 、。如图7-1(b)所示,取包围压缩波的控制面,根据连续性条件,在 时间内流入和流出该控制面的气体质量应该相等,即化简后,得 (7-1)由于压缩波很薄,作用在该波上的摩擦力可以忽略不计。于是对于控制面,根据动量定理,沿气体流动的方向,质量为 的气体的动量变化率等于作用在该气体上的压力之和,即或 (7-2)TdTT dt dt
5、AVctAcd)d)(d(ddddcVAcAppptcVctAc)d(d)()d(dpcVd1d2023-2-15工程流体力学由式(7-1)和式(7-2)得由于是微弱扰动,远小于 ,即 ,所以 (7-3)式(7-3)与物理学中计算声音在弹性介质中传播速度(即声速)的拉普拉斯公式完全相同。可见气体中微弱扰动波的传播速度就是声速。在式(7-3)的推导过程中,并未对介质提出特殊要求,故该式既适用于气体,也适用于液体,乃至适用于一切弹性连续介质。不同介质的压缩性不同,压缩性小的扰动波传播速度高,压缩性大的扰动波传播速度低,因此声速值反映了流体可压缩性的大小。式(7-3)是声速的通用表达式,要计算某种流
6、体中具有的声速值,尚需确定 和 的关系,以求出 的值。ddd12pcd1ddd pcpddddp2023-2-15工程流体力学 由于微弱扰动波的传播过程进行得很迅速,与外界来不及进行热交换,而且其中的压强、密度和温度变化极为微小,所以这个传播过程可以近似地认为是一个可逆的绝热过程,即等熵过程。假定气体是热力学中的完全气体,则根据等熵过程关系式 =常数和完全气体状态方程 ,可得代入式(7-3),得 (7-4)pRTpRTppddRTpc为绝热指数为气体常数,J/(kgK)为热力学绝对温度,K对于空气,,R=287 J/(kgK)。4.12023-2-15工程流体力学 由式(7-4)可知,气体中的
7、声速随气体的状态参数的变化而变化。于是在同一流场中,各点的状态参数若不同,则各点的声速也不同。所以声速指的是流场中某一点在某一瞬时的声速,称为当地声速。在实际计算中,通常用气体速度 与当地声速 的比值 来作为判断气体压缩性对流动影响的一个标准,即 (7-5)称为马赫数,是一个无量纲数,也是气体动力学中一个重要参数。我们常根据马赫数的大小,把气流分为亚声速流 1,跨声速流 1,超声速流1 3等几类。亚声速流动和超声速流动有许多显著的差别,我们将在以后各节中逐一介绍。VcMaMaMaMaMaMacVMa 2023-2-15工程流体力学 二二 微弱扰动波的空间传播微弱扰动波的空间传播 前面讨论了微弱
8、扰动波的一维传播,下面进一步讨论微弱扰动波在空间流场中的传播。为了便于分析问题,假设流场中某点有一固定的扰动源,每隔1s发生一次微弱扰动,现在分析前3s产生的微弱扰动波在空间的传播情况。由于不论流场是静止的还是运动的,是亚声速的还是超声速的,都将对微弱扰动波在空间的传播情况产生影响,所以下面分四种情况来讨论。1静止流场(V=0)在静止流场中,扰动源产生的微弱扰动波以声速c向四周传播,形成以扰动源所在位置为中心的同心球面波,微弱扰动波在3s末的传播情况如图7-2(a)所示。如果不考虑微弱扰动波在传播过程中的损失,随着时间的延续,扰动必将传遍整个流场。也就是说,微弱扰动波在静止气体中的传播是无界的
9、。2023-2-15工程流体力学 2亚声速流场(Vc)在亚声速流场中,扰动源产生的微弱扰动波在3s末的传播情况如图7-2(b)所示。由于扰动源本身以速度运动,故微弱扰动波在各个方向上传播的绝对速度不再是当地声速c,而是这两个速度的矢量和。这样,球面扰动波在顺流和逆流方向上的传播就不对称了。但是由于Vc)在超声速流场中,扰动源产生的微弱扰动波在3s末的传播情况如图7-2(d)所示。由图可见,由于vc,所以相对气流传播的扰动波不仅不能向上游传播,反而被气流带向扰动源的下游,所有扰动波面是自扰动源点出发的圆锥面的一系列内切球面,这个圆锥面就是马赫锥。随着时间的延续,球面扰动波不断向外扩大,但也只能在
10、马赫锥内传播,永远不会传播到马赫锥以外的空间。也就是说,微弱扰动波在超声速气流中的传播也是有界的,界限就是马赫锥。2023-2-15工程流体力学 马赫锥的半顶角,即圆锥的母线与气流速度方向之间的夹角,称为马赫角,用 表示。由图7-2(d)可以容易地看出,马赫角 与马赫数 之间的关系为 (7-6)马赫角从90这时相当于扰动源以声速V=c流动的情况,如图7-2(c)所示 开始,随着马赫数的增大而逐渐减小。由于圆锥顶就是扰动源,所以当物体以超声速运动时,它所引起的扰动不能传到物体的前面。马赫锥外面的气体不受扰动的影响,微弱扰动波的影响仅在马赫锥内部,即微弱扰动波不能向马赫锥外传播。这就说明了,为什么
11、以超声速飞行的弹丸在附着于它头部的波未到达观察者的耳朵以前听不到声音的原故。MaMaVc1sin2023-2-15工程流体力学 上述关系也适用于气流流过一静止微小障碍物时的情况。假如气体以与上述扰动源的运动速度数值相等而方向相反的速度作等速直线运动,则扰动源就成为静止微小障碍物,即图7-2中的3点就是静止扰动源,而扰动源所发出的扰动波(图中的各圆)不断地被气流以速度-V带走。很明显,在 (即 )的亚声速流动时,带走的各扰动波在一定时间后可达到空间中的任何一点。也就是说,扰动波不仅能顺流传播,而且也能逆流传播。但在 (即 )的超声速流动时,带走的各扰动波只能在马赫锥内顺流传播,不能逆流传播,也就
12、是说在超声速流动中的微弱扰动不能传播到整个空间。这就是超声速流动和亚声速流动的一个重要差别,从而使这两种流动的图形有着根本的不同。cV 1MacV 1Ma2023-2-15工程流体力学第二节 气体一维定常等熵流动 在讨论不可压缩流体流动时,应用连续性方程和伯努利方程就可以对许多问题求解。但是对于可压缩流体气体流动仅仅应用上面两个基本方程还不足以求解,因为由于气体密度的变化必然会引起热力学状态发生相应的变化。就是说在气流流动中,不仅它的力学状态在发生变化,而且热力学状态也在随着改变。因此必须把热力学中的状态方程和过程方程一并考虑,才能解决气体流动问题。本节将只讨论气体的一维定常等熵流动,即假定气
13、体是完全气体,在流动过程中与外界无热交换,摩擦影响很小可以忽略不计。在一般情况下还认为各参数仅在一个方向上有显著的变化,而且变化是连续的、不随时间而变化,这就是一维定常等熵流动。在许多实际流动问题中,例如气体在喷管、扩压管和短叶栅中的流动都可以近似地认为是一维定常等熵流动。2023-2-15工程流体力学一、气体一维定常流动的基本方程一、气体一维定常流动的基本方程 1连续性方程 由于气体的密度在流动中是发生变化的,所以它的连续性方程不能像不可压缩流体那样按体积流量来计算,而需要用质量流量来计算,即气体在流管中流动时,每单位时间内流过流管中任意两个有效截面的质量流量必定相等,即 (7-7)也可以把
14、连续性方程写成微分形式,即对式(7-7)取对数后微分,得 (7-8)常数VAAVAV2221110dddAAVV2023-2-15工程流体力学 2能量方程 由于气体的密度很小,所以质量力可以忽略不计。气体是一维定常流动,并令 ,则欧拉运动微分方程可写成或 (7-9)将式(7-9)沿流管(或流线)进行积分,得对于等熵流动,将等熵过程关系式 常数,代入上式,得完全气体一维定常等熵流动的能量方程为 (7-10)显然,这个方程只能用于可逆的绝热流动。Vu 0wvxpxVVdd1dd0d1dpVV常数2d2Vpp常数212Vp2023-2-15工程流体力学热力学第一定律用于流体流动的能量关系式为在绝热流
15、动的条件下,上式可写成 ,积分可得能量方程的另一表达式 (7-11)这个方程可用于可逆的绝热流动,也可用于不可逆的绝热流动,即式(7-11)在熵有增加(有摩擦或其他不可逆因素)的绝热流动中也是正确的。因为在与外界无热交换的绝热过程中,消耗于抵抗摩擦所作的功完全转换为热能,该热能重又加入气流中,使气流中的熵增加。所以在绝热流动中总能量不变,摩擦损失的存在只会使气流中不同形式的能量重新分配,即一部分机械能不可逆地转化为热能,因而能量方程(7-11)的形式不变。VVhqddd0d q0ddVVh常数22Vh2023-2-15工程流体力学 对于完全气体,存在下列关系代入式(7-11),也可得到与式(7
16、-10)同一形式的完全气体一维定常等熵流动的能量方程。现在来分析一下这个方程中各项的物理意义,可将式(7-10)改写成 (7-12)根据热力学可知,对于完全气体上式第一项是单位质量气体所具有的内能u,即ppcccpRcTchVpppp1uTcpRcpcccpVVVpV1常数212Vpp2023-2-15工程流体力学而式(7-12)的后两项是单位质量气体的压强势能和动能。所以完全气体一维定常等熵流动的能量方程的物理意义是:在完全气体一维定常等熵流动中,气流流管任一有效截面(或流线的任一点)上单位质量气体的压强势能、动能和内能之和保持不变。由于 ,代入式(7-10)得到完全气体能量方程的又一个表达
17、式 (7-13)2cp常数2122Vc2023-2-15工程流体力学二、滞止参数二、滞止参数 在实际工程上,为了分析和计算流动问题方便起见,常使用滞止参数这个概念,而且由于它比较容易测量,所以滞止参数得到广泛的应用。设想气体流过流管的两个有效截面时,在一个截面上完全滞止下来,也就是说,在这个截面上的气流速度等于零。则这个截面上的气流状态称为滞止状态,滞止状态下各相应参数称为滞止参数,分别以 、等表示之。气体绕过一个物体时,在驻点处气流受到阻滞,速度等于零,这一点的气流状态也是滞止状态。在滞止状态下式(7-10)、式(7-11)和式(7-13)可写成 (7-14)(7-15)(7-16)0p00
18、T0c常数000021121TcRTpVpp常数022hVh常数1212022cVc2023-2-15工程流体力学 由式(7-14)和式(7-15)可知,在滞止状态下气流的动能全部转变为热能,可以用滞止焓 表示之,它表示单位质量的气流所具有的总能量,称为总焓。式(7-15)又可改写成 (7-17)上式表明,滞止温度要比气流的温度T高出 ,对于 J/(kgK)的空气,则高出022TcVTp00TchppcV221005pc201020VTTT2023-2-15工程流体力学例如速度为100m/s的空气流,滞止温度超过气流的温度约5K,也即约5。可见,将一个带小玻璃球的普通水银温度计或热电偶温度计放
19、在气流中来测量气流的温度,读出的温度比气流的温度T要高。但小玻璃球上驻点处的温度虽达到滞止温度,但其上的其他各点的温度升高要小一些,所以普通水银温度计上读出的平均温度比滞止温度稍低一些。因此用任何静止温度计都不能直接测得气流的真实温度了,只有用与气流同样速度运动的温度计才能直接测得 利用关系式 和 可将式(7-17)改写为或 (7-18)对于等熵气流 和Rcp1RTVcVMa222202211TMaT20211MaTT100TTpp1100TT2023-2-15工程流体力学将式(7-18)代入上两式,得 (7-19)(7-20)这样,只要知道气流的滞止参数和 值,就可由式(7-18)、式(7-
20、19)和式(7-20)以及 ,求得流管内气流在某指定截面上的温度 、压强 、密度 和速度 。反之,若已知 、和 也可求得 、滞止参数 、和 。所以这三个公式是计算气体一维定常等熵流动问题的基本公式。120211Mapp1120211MaMaRTVMa22TpVTpVMa0T0p02023-2-15工程流体力学第三节 气体一维定常等熵变截面管流 一、气流速度与密度的关系一、气流速度与密度的关系 由一维流动的运动微分方程式(7-9)得 变形得 (7-21)由式(7-21)和能量方程式(7-9)可看出:(1)不管Ma1,或 Ma 0,则 0,0;反之 0,0。这说明加速气流(0),必引起压强降低(0
21、)和气体膨胀(0);而减速气流(0)和气体压缩(0),即气体流动伴随着密度的变化。亚声速气流和超声速气流都具有上述性质,但当 不同时,与 的变化值不同。0d1dpVVddddd2cpVVVVMaVVcVcVVdddd2222VdpddVdpddVdVdpdpdddVVddMa2023-2-15工程流体力学(2)Mal时密度相对变化量是小于速度的相对变化量,即 1时,密度的相对变化量大于速度的相对变化量,即 。这种亚声速和超声速在变化数量上的差别,导致了亚声速和超声速在速度与通道截面形状关系上本质的差别。dVVddVVd2023-2-15工程流体力学二、气流速度与通道截面的关系二、气流速度与通道
22、截面的关系由一维流动的运动微分方程(7-9),并利用 和得 以上两式与连续性方程的微分形式(7-8)各联立一次,消去 和 ,得到气体的压强变化率和速度变化率与通道截面变化率的两个关系式,即 (7-22)(7-23)pMaMacVdd2pc0d1ddd22ppMaVVVpVV0d1dddd1d22MaVVpVVVVVddAAMaMappd1d22AAMaVVd11d22023-2-15工程流体力学(1)Ma1,超声速流动。与 异号,而 与 同号。当压强降低时,通道截面积随着气流速度的增加而扩大,这就是超声速喷管。这是由于超声速气体在压强下降时,密度剧烈减小、体积迅速增大,这时通道截面积必须扩大,
23、才能使剧烈膨胀的加速气流通过。反之,当压强升高时,通道截面积随着气流速度的减小而缩小,这就是超声速扩压管。由式(由式(7-22)和式()和式(7-23)可以得到三个重要结论:)可以得到三个重要结论:ppdppdAAdAAdAAdAAdVVdVVd2023-2-15工程流体力学(3)=1,这时 。从以上两种情况知道,当降压加速的气流由亚声速连续变为超声速时,通道截面先收缩后扩大,在最小截面()处速度达到声速(),该最小截面称为临界截面,也称为喉部截面,简称喉部。当升压减速的气流由超声速连续地变为亚声速时,通道截面也是先收缩后扩大,在最小截面处速度达到声速。在临界截面上的相应参数称为临界参数,分别
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