Адиабатическое течение в сопле

Адиабатическое течение в сопле [c.301]

Адиабатическое течение в сопле без трения на стенках. Если пренебречь излучением, трением на стенках и теплоотдачей от стенок к газу, принять Мпр = 2 и предположить, что применим закон Стокса для сопротивления частиц, то уравнения (7.26), (7.29) и (7.30) принимают вид [c.304]

Условия в горле для адиабатического течения б сопле — [c.337]

Насадок, состоящий лишь из сужающегося участка (рис. 26, б), называется простым соплом, или очком. Наибольшая скорость, которую можно получить, выпуская адиабатически газ через простое сопло, равна скорости звука, и достигается эта скорость в наиболее узком сечении, т. е. на срезе сопла. Простые сопла и сопла Лаваля широко применяются в технике сопло Лаваля является необходимым элементом конструкций ракетных двигателей, сверхзвуковых аэродинамических труб и т. п. Рассмотрим подробнее адиабатические течения в простом сопле и в сопле Лаваля. [c.47]

Критерий Рейнольдса изменяется в пределах 1 100— 51 ООО. Критерий сжимаемости по длине трубы определяется по измеренным статическим давлениям п температурам. Число М на входе в опытную трубу (на выходе из сопла) определяется по измеренным давлениям перед и после сопла из уравнения в предположении, что течение в сопле можно рассматривать адиабатическим (сопло теплоизолировано) [c.183]

Особый интерес представляют адиабатические процессы без подвода и отвода тепла, т. о. процессы, характерные для течения в соплах, трубах, диффузорах и других каналах. [c.26]

На рис. 2 показан пример введенной Г. А. Домбровским аппроксимации адиабатической связи между давлением и плотностью при сверхзвуковой скорости. Г. А. Домбровский, а также А. А. Гриб и А. Г. Ряби-нин (1955) дали при такой аппроксимации адиабаты достаточно простые решения всех основных краевых задач для плоских сверхзвуковых потенциальных течений газа. Кроме того, Домбровский рассмотрел ряд течений в соплах и струях, о которых будет сказано ниже. [c.162]

Таким образом, изменению расхода О от нуля до 0 = 0 соответствует совокупность возможных установившихся адиабатических обратимых течений в сопле Лаваля, в которых давление в выходном сечении сопла меняется в интервале от при 0 = 0 до некоторого минимального значения /7д>Ркр при 0 = 0кр. Значению соответствует также второй—сверхзвуковой—режим течения в расширяющейся части сопла, при котором давление газа в выходном сечении сопла равно некоторой величине р < р р. [c.61]

Одномерное приближение. Рассмотрим сначала теорию одномерного слоистого течения в сопле [15]. Примем, что статическое давление поперек сопла постоянно и одинаково для всех слоев, в то время как остальные параметры, в отличие от однослойного течения, могут меняться при переходе от одного слоя к другому. К числу таких параметров относятся температура, плотность, скорость, показатель адиабаты, давление и температура торможения. Пусть в сопле имеется п слоев, в каждом из которых происходит установившееся, адиабатическое и изоэнтропическое течение совершенного газа с постоянными термодинамическими свойствами (отметим, что такое предположение исключает возможность смешения потоков). Тогда для каждой точки сопла будут справедливы соотношения [c.181]

Найти расход газа при адиабатическом течении через сопло, если температура его на входе 45(ГС, давление на входе в сопло 20 ата, площадь критического сечеиия 2 сл / =30 и из=1.22. [c.100]

Хорошо известно, что в случае адиабатического течения чистого газа в сопле без трения критический режим наступает при звуковой скорости. Из-за внутреннего трения между фазами в системе газ — твердые частицы ожидается другой результат. Удельный расход смеси через сечение А равен [c.301]

При течении насыщенного водяного пара в соплах кроме скачков уплотнения, определяемых условиями (7-41), могут образовываться еще так называемые конденсационные скачки (рис. 7-13). Эти скачки связаны с возможностью пересыщения водяного пара при расширении его в сопле (которое с большой степенью приближения может считаться адиабатическим) и возникают в результате конденсации пересыщенного пара. [c.283]

Пусть к адиабатическому соплу поступает перегретый пар. Состояние пара на входе в сопло характеризуется точкой а (рис. 4-1). При изоэнтропийном течении пар в не- [c.110]

Рассмотрим одномерное адиабатическое и изэнтропическое течение газа в сопле Лаваля. Ход изменения площади А вдоль оси сопла задан верхней кривой на рис. 32, а соответствующее изменение числа М — на кривых рис. 32, б и, наконец, кривые дав.ления, отнесенного к критическому его значению, приведены на рис. 32, в. [c.117]

Формула (9.1) получена для одномерного адиабатического течения идеального газа в сопле. Отсюда сразу же следуют ограничения, присущие газодинамическому методу определения температуры. Во-первых, этим методом можно определять температуру в том случае, если во входном сечении сопла распределения давления и температуры однородны. Во-вторых, чтобы выполнялось условие адиабатичности, теплоотдача в стенки сопла должна быть пренебрежимо мала по сравнению с энтальпией потока. В-третьих, профиль сопла должен обеспечить безотрывное течение и однородность параметров в поперечном сечении. [c.287]

Рассмотрим течение идеального газа в сопле заданной формы, когда на его входе поток закручен по определенному закону. Течение считается адиабатическим с постоянной полной энтальпией. Для нестационарного осесимметричного движения уравнения в виде системы интегральных законов сохранения имеют вид [c.47]

Первое основное уравнение — это уравнение сохранения энергии. В случае адиабатического течения газа из него следует, что уменьшение энтальпии газа при движении по соплу равно приращению его кинетической энергии. Обозначим начальное состояние газа в камере сгорания индексом к . Тогда уравнение запишется в следующем виде [c.77]

Исключительно большой теоретический и практический имеет адиабатическое установившееся течение газа в плавно щихся и плавно расширяющихся трубах (рис. 173) и в так называемом сопле Лаваля (рис. 174). [c.299]

Рассмотрим теперь случай истечения газа из сосуда через сопло Лаваля (рис. 29). Сохраним те же обозначения, что и в предыдущем случае. Используя основные соотношения на линии тока, справедливые для непрерывных адиабатических установившихся течений (5.11), (5.12 ) и уравнение состояния [c.49]

Если давление в струе газа в выходном сечении сопла равно внешнему Pi и больше критического (Р/ = Pi > то режим назьшается расчетным режимом адиабатического сжатия. При этом в сечении s p достигается критическое состояние, но в расширяющейся части сопла имеет место дозвуковое течение. [c.171]

Особенность спектров на рис. 6-16, а и б заключается в том, что за точкой пересечения косых скачков линии возмущений не прослеживаются (как это имеет место при пересечении адиабатических скачков). Выше (см. 6-1) было показано, что непосредственно за скачком конденсации образуется волна разрежения. Возникновение волн разрежения объясняется тем, что за скачком конденсации течение должно быть конфузорным в соответствии с формой канала и давлением на выходе из сопла. Визуальные наблюдения также подтверждают наличие волн разрежения за скачком конденсации. Косые скачки конденсации после пересечения попадают в зону интерференции двух волн разрежения и здесь вырождаются. [c.155]

О — параметры в адиабатически заторможенном потоке а — параметры на срезе сопла кр — параметры в критическом течении. [c.261]

Рассматриваемая монография имеет следующие наименования отдельных глав ч. 1—общие свойства газовых течений введение закон обращения воздействий, изолированные воздействия общие соотношения ч. 2 — течение идеального газа основные уравнения и характеристики качественные соотношения примеры расчета для отдельных воздействий (геометрическое и идеальное расходное сопло, механическое сопло, тепловое сопло, движение с трением в цилиндрической трубе, расходное воздействие, сравнение некоторых результатов расчета) примеры расчета для сложных воздействий ч. 3 — тепловые и адиабатические скачки адиабатический скачок уплотнения тепловые скачки в газовых течениях количественные соотношения применение уравнения количества движения к газовым течениям. [c.330]

Базовая система уравнений (1) — (10) описывает динамику всех возможных переходов из одного устойчивого состояния модуля в другое в зависимости от вида выполняемой логической функции и изменений внутренних состояний пневмореле, характеризующихся движением мембранного блока, квазистационар-ными процессами адиабатического течения газа в дросселях и изотермическими изменениями параметров состояния газа в камерах. Практически в связи с тем, что многие переходы не вызывают изменения внутренних и внешних состояний модуля или же являются идентичными, нет необходимости исследовать динамику всех переходов. Например, в модуле, выполняющем функцию И [8], подача единичного входного сигнала в сопло не вызывает изменения даже внутреннего состояния пневмореле, а подача единичного входного сигнала в глухую камеру приводит к перемещению мембранного блока из одного крайнего положения в другое, но не изменяет внешнего состояния модуля. Примеры идентичных переходов будут приведены ниже. [c.81]

В опытах было обнаружено влияние противодавления в исследовавшейся области сверхкритических отношений рпр/ ро на предельную плотность потока при фиксированном состоянии пара на входе в сопло критический расход с уменьшением s продолжал возрастать. Такое же явление, причем выраженное еще более отчетливо, отмечалось в опытах К. С. Полякова [Л. 38, 39], посвященных исследованию адиабатического течения испаряющейся жидкости. [c.108]

Здесь нам опять неизвестны As и А/г. Поэтому, как и в случае сопла, вычисление A/i мы начнем с рассмотрения адиабатического течения идеальной жидкости (характеризующейся отсутствием вязкости) через идеальную турбину. Жидкость поступает на турбину в том же состоянии 1 и выходит из нее при таком же давлении рг-Опять же по известным характеристикам жидкости можно рассчитать идеальное изэнтропическое уменьшение энтальпии A/is. Далее мы свяжем А/г с A/is экспериментально найденным изэнтропиче-ским к. п. д. т]т для турбины. Этот к. п. д. характеризует лишь турбину вместе с жидкостью, и его не следует путать с тепловым [c.183]

Далее рассмотрим лишь адиабатические течения ( ==0). Перейдем в правой части уравнения (1.10.5) к пределу, устремив e параметры газа к равновесным. При этом величина Q, как отмечалось выше, будет стремиться к конечному пределу, поэтому по-прежнему в горле сопла будет М.ф. Но, переходя к пределу, мы сохранили число N[ = N[f ulaf, поэтому полученный результат лишь означает, что в горле сопла ифй , т. е. скорость не равна замороженной скорости звука. Если же выписать уравнение (1.10.5) сразу для равновесных течений, положив в нем = а = йе, то, естественно, получим звуковую скорость и = аеВ горле сопла. [c.49]

Коэффициент полезного действия всегда привлекает инженера своей числовой наглядностью, и, конечно, хочется узнать, что же дает сопло ракетного двигателя по сравнению с другими преобразователями энергии. Однако с огорчением можно заметить, что написарпюе выражение для термического к. п. д. следует рассматривать скорее как качественную, а не количественную характеристику. В основе всех до сих пор проведенных выкладок лежало предположение об адиабатическом течении газа постоянного состава, откуда и появился неизменно сопровождавший нас до сих пор показатель адиабаты к. Принятое упрощение не вносило сколь-либо существенных искажений в качественную картину течения газа по соплу. Но вот числовое значение термического к. п. д. довольно существенным образом зависит от показателя адиабаты. Если принять, скажем, как для воздуха, =1,4, то при ра/ро = 0.001 термический к. п. д. равен 0,78. При к= , 2 получаем т) = 0,68. [c.179]

Наибольшее развитие, в связи с задачами, вставшими перед создателями паровых турбин, получила газовая гидравлика, предметом изз чения которой явились одномерные течения сжимаемого газа с большими до- и сверхзвуковыми скоростями по трубам и соплам, вопросы истечения газа из резервуаров и тому подобные явления. Это направление механики сжимаемого газа нашло опору в общих теоремах количеств движения, теореме Бернулли, баланса энергии, а также в основных закономерностях термодинамики газа. Наиболее популяр-цым и важным результатом этого направления следует признать классическую формулу Сен-Венана и Ванцеля (1839), связывающую скорость адиабатического истечения газа с давлением и плотностью газа в резервуаре и с противодавлением. [c.29]

Если процесс сгорания топлива в камере сгорания двигателя не соответствует адиабатическому (т. е. из-за тепловых потерь и неполноты сгорания топлива температура газа в конце камеры сгорания ниже адиабатической), но процесс расширения газа в реактивном сопле происходит изэнтропически и течение равновесное, то скорость газа на выходе сопла иногда носит название теоретической (ьи ) [52]. Эта скорость меньше идеальной скорости истечения на некоторый коэффициент ф , учитывающий потери в реальном цикле в камере сгорания по сравнению с идеальным [c.24]

Сопло. Так как при течении газа в форкамере и сопле потери на трение пренебрежимо малы, а теплообмен через стенки ничтожен, то такое течение можно рассматривать как адиабатическое и изэнтропиче-ское. В соответствии с этим параметры потока на срезе сопла могут быть определены по следующим зависимостям [c.38]

Н.31. Воздух вытекает из резервуара (ро=30 кГ1см , о=15°С) в атмосферу через сопло Лаваля. Определите скорость, температуру и плотность воздуха на выходе из этого сопла, считая течение адиабатическим и без потерь, а режим истечения расчетным. [c.375]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...