Теоретические аспекты работы СА (1047860), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Нулевое жми ПЯ „ достигается только прн отсутствии процесса конденсации пара й равенстве термодинамических температур таза н жидкости Т, = Т., иа входе в КС. Йасйдем теперь удельное производство знтропни ПЖР, вызванное изменением давлений компонентов в КС. Приведем поток из состояния 2 с температурой Тс„в состояние 3. При зтом скорости компонентов потока оставляеммс такнмн же, как н на входе в КС, а их давления приводим к давлецию смеси на вмходе из КС, полученному в результате решения уравнений зжекцин. Одновременно сохраняем температурное равновесие мекду компонентами смеси, Уравнение сохранения знерп~и в случае перехода потока из состояния 2 в состояние 3 с учетом приведенных вмше дополни- .
тельных допущений, принимает вид 2.5. Опаслолоищ оюкнма ювооти леи4юзного СА, 55 где Тс, — температура смеси, полученная при переходе потока из состошия 2 в состояние 3, Из (2.86) находим с3гс сзг (Х~(~ С)С +()+й-С)С С учетом (2.58), (2.59) и (2.76) получаем Тс ыя Рчс~ ) + Х( С Тс ые Т„, '" Рс,~~ )+К " Т„,' Удельное производство энтропии ХХЗ„может быть как цоложнтельным, так и отрицательным, так как в состоянии 3 давление потока может стать выше илн ниже, чем в состоянии 2.
Для нахождения удельного производства энтропии ХХЗ„вызванного выравниванием скоростей движения компонентов, приведем поток с температурой Т,, „„, давлением Рс, = Р,„'~, + Р„'", и скоростями джкеиня компонентов, равными их скоростям на входе в КС, к скоростям, определенным в результате решения уравнений зжекции. При данном переходе потока из состояния 3 в состояние 4 давления компонентов считаем постоянными и равными давлениям на выхфе из КС. С учетом (2,8), (2.58), (2.59), (2.86) и приведенных выше дополнительных допущений уравнение сохранения энергии для этого порея(да имеет вид с )сз Я'(1 С)~ +Ссс2 Тс>гс +Чая ги Ссс2 То~+~ + сап =д(1 С) 12кяя тя * +Ср з)сз +Фаз'ц Сгг~ уя + 2 Рж Отдода находим 2((1+КС)С +Х(1-С)С„„,) ()+К'СЖмяия1а жз Д(1 С)12яяя гз(сргя) (29О) Температура смеси, определенная по формуле (2.9О), равна температуре„полученной в результате решения уравнений эжекции.
Таким образом, после перехода смеси из состтяццяя 3 и состояние 4 поток ~ме~т параметрм„пвлноставз соответетвуницие параметрам компонентов на вмходе цз КС, найденимм из уравнений эжекцни. Анаяотияио (2.88) звцизпем уделвное производство энтропии нз-.эа внравнивания скоростей движения комионеыхов.'- ПЯ„= — С „, Ь с' + — 'С Ь' сз . (2.91) К(1-С) Тс, 1+КС Т,, ' (1+(() ' 2сзл ' 1+~( ' усто В резуяктате перехода ~~тока нз состояния 3 в состояние 4, сопровождавэщегося вмравннванием скоростей движения компонентов, осуществляется преобразование лестн кинетинеской энертнн в тепловув (см.
(2.90)), Этот процесс пр~ смешении струй в идеальном канале (т = О) сопровождается необратнммм тепловмм потоком, вызваннмм соудареннями частиц, ддижущйхся с рвзнмми скоростямн, трением между ннмн н потерями в скачках уплотнения. Поэтому З,6, Расчет Онмметгюк смеси за скачком ииотлк,, зт равенство в (2.93) достигается при з1тсутствии перечисленных выше поте(эь. Аналогично ПБ в дальнейшем будем рассматривать ПЯ,' н ПЯ,', — удельные производства энтропии нз-за выравнивания скоростей, соответсп1ующие критическим и докритическим режимам работы СА. В случае неидеального канала (т м О) в ПЯ „глюке входит производство энтропии, обусловленное дисснпацией части кинетической энергии потока при его взаимодействии со стенкой КС.
Составляющая ПЯ„вызванная трением потока о стенку, будет рассмотрена в 3.8. Как было показано выше, в процессе решения уравнений эжекции получаем два значения скорости смеси. Меньшее соответствует докритическому, а большее — критнческому режиму работы СА, Возможность реализации Одного из двух режимов позвОляют уста" ловить соотношения (2.80), (2.93) и теорема Пригожина. Согласно этой теореме, из всех устойчивых стационарных состояний термодинамической системы, допускаемых граничными условиями, законами переноса и сохранения, а также вторым законом термодинамики, реализуется состояние с минимально возможным производством энтропии 1184). В 3.1, 3.8, 4.1, 52, 5.8, с точки зрения термодинамики необратимых процессов, приводится анализ режимов работы ЖГСА„ЖГПСА,.ПЖСА и ПГЖСА„который частично представлен в 188, 89, 97, 98).
2.6. Расчет параметров смеси за смачном уплотненпн В двухфазной смеси, образующейся в СА, при переходе через скачок уплотнения изменяются давление, плотность, температура и структура потока (см. 3.3). В общем случае в двухфазном СА перед скачком смесь неравномерна по скорости движения, термодинамически и механически неравновесия относительно осредненных паршегров потока (см. 2.2), а за скачком — смесь, кото(эую можно считать однородной, термодинамически и механически равновесной по всему проходному сечению, т.е, гомогенной.
Действительно„ как будет видно из экспериментов (см. 3.3), за скачком уплотнения образуется пузырьковая двухфазная смесь, которая наиболее полно удовлетворяет условиям гомогенности. Кроме того, в ЖГПСА или ПГЖСА в скачке уплотнения происходит интенсивная конденсация пара 1134, 141, 152). Приведем соотношения, позволяющие определить параметры потока за скачком уплотнения по известным параметрам ДО него.
.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
