Седов Л.И. Механика сплошной среды, Т. 2 (1119110), страница 25
Текст из файла (страница 25)
В некоторых случаях уравнение (9.24) можно использовать для определения Лв,. В других случаях можно задаваться величиной Вв, на основании опытов нли апробированных опытами допущений. Введением добавочного эмпирического члена в уравнение (9.24) можно приближенно учесть наличие сил сопротивления, обусловленных силами вязкого трения на Хз. Площади 81, И6 Гл. «'111. Гидромехавика Я и Я» — характерные геометрические параметры эл<ектора. Если камера смешения цилиндрическая, то Я +Я»= Я». (9.25) Отношение РасхоДа э»кектиРУемого потока 1»з к РасхоДУ эя«ектирующего потока 01 называется коэффициентом зжекции и= — = С» р»г»с» (9,26) С» рг»»Я1 ' Величина коэффициента эжекции и является одной из основных характеристик рабочего процесса в эжекторе, от и зависит величина ~з*, если газы или жидкости на входе разные.
Соотношения (9.22) — (9.26) одинаковы как для жидкостей, так и для газов. Если некоторые из характеристик потока (например, при дозвуковом истечении — давление) заданы на выходе из диффузора, то выписанная система уравнений доля«на быть дополнена соотношениями, характеризующими движение жидкости или газа в диффузоре (на практике с учетом данных о потерях в диффузоре). В четырех соотношениях (9.22) — (9.25), содержащих 12 параметров р», р;, гм 81, специфика жидкостей и газов проявляется через выражение для теплосодержания 11(р р э). Теория и расчет эя«екторов с целью их проектирования или установления свойств текущих в них жидкостей или газов тесно связаны и в значительной мере основаны на анализе и разрешении указанных выше уравнений относительно соответствующих неизвестных параметров ').
Системы известных заданных и неизвестных искомых параметров могут быть различными в зависимости от постановки задачи. Действительный переход в эжекторе от неравномерного «раздельпого» потока во входном сечении Я» + Яз к смешанному однородному потоку в сечении Я» в цилиндрической камере смешения можно рассматривать как осредненное течение при условии сохранения импульса (9.24) в действительном и осредненном движениях. Анализ уравнений (9.22) — (9.25) показывает, что при »1 заданных р», р, ль, Яь, р„р„и„Я, (или р„Т„Х, =— ер.» Ю„р„Т„Х», Я») эта система при Яз — — Я» -~- Юз не всегда имеет решение для рз, р„лз (или р;*, Тз, )»з).
Таким образом, 1) С применяемыми методами и результатами решения можно ознакомиться в специальных книгах и статьях. См., например, Г. Н. А б р ам о в и ч, прикладная газовая динамика, Изд-во «Наука», 1969, С. С. Г р и г о р я н, К теории газового зжектора, сб. статей М 13, «Теоретическая гидромехавика», изд. Мин. авиац. промышленности СССР, 1954. $9. Основные агрегаты гндродннамнчесннх матонн П7 такое осреднение вообще может быть невозможным.
В случае дозвуковых струй задаваемые давления на входе должны быть одинаковыми, т. е. р = р,. Коли обе струи (или одна из них) сверхзвуковые, то равенство р1 =- рз может не выполняться. Значения р1, р1, эт и рз, р„из при заданных рт, Тт и р;, Тз зависят от профилей подводящих каналов. В тех случаях когда смешение возможно, в соответствии с уравнениями (9.22) — (9.25) можно вычислить изменение энтропии 121 + ~222 ( 1 + ~2) 22 В результате вычислений должно быть ЬЯ -О, (9.27) что связано с необратимым характером процесса смешения. Можно рассмотреть идеальный обратимый процесс смешения (при наличии внешних массовых снл), когда вместо сохранения импульса (9.24) мо кно взять уравнение (9.27) при Л8 = О и определить соответствующее давление торможения рз .
Тогда в качестве основной характеристики камеры смешения (к.п.д. камеры смешения) моя но ввести коэф- фициент — 1, Рз Рз'аа (9.28) 1 = — +сТ+ —, 22 Р 2 Р где с — теплоемкость, а сТ вЂ” внутренняя энергия. Форму осесимметрической части эжектора можно подобрать так, чтобы в смешивающемся потоке давление везде сохранялось постоянным, р = — р1 = рз. Примем, что смешение в камере, происходит иа-за вязкости (вязким трением на стенках камеры эжектора и в сечениях 81, Я и Яз пренебрегаем). В такой постановке задачи уравнения энергии (9.23) и импульсов (9.24) где р,„"— давление торможения в действительном процессе, а р; — давление торможения в случае идеального смешения, при одинаковых данных на входе в эжектор.
Рассмотрим еще некоторые важные капо герм кннетнчееной чественные эффекты течений в эжектоэнергнн газов нрн емерах. Предположим, что в эжектор входят струи одной и той же несжимаемой жидкости р, = р, = сопзе с разными скоростями, но с одинаковыми давлениями р, = р,. Для несжимаемой жидкости Гл. Ч1П. Гкдромсханнка дают Ю' ~з С вЂ” + С вЂ” + СгсТг + СгсТг = (Сг + Сг) — + (Сг + Сг) сТз Сггг + Сггг = Сзкз так как постоянное на Яг, Я„Яг и Хз давление дает общую силу, равную нулю. Из этих двух соотношений непосредственно получим „г с',- г /гп = Сг г + Сг е (Сг + Сг) 2 = (Сг + Сг) сх з — (СгсТг + СгсТг) ~ 0 6г+ ог (9.29) Газовый эягектор со сверхзвуковыми скоростями в камере смешения Из-за постоянства давлений в камере прн смешении несжимаемой жидкости величина /гŠ— потеря кинетической энергии, представляет собой общие потери механической энергии.
Эта потерянная энергия идет на нагревание, подобно энергии, теряемой при неупругих ударах, когда также происходит выравнивание скоростей. Справа в (9.29) стоит увеличение внутренней энергии после смешения. Из (9.29) мегино вычислить температуру смеси Т,. Рассмотрим эжектор, в котором происходит смешение газовых струй совершенного газа. С ростом отношения давлепий торможения /гг /р„а также при снижении противодавления на выходе из диффузора в сечении Я (см. рис. 52) скорость газов на входе в камеру увеличивается.
При определенных соотношениях указанных параметров скорость высоконапорного (эжектирующего) газа, если сопло суживающееся, становится звуковой, Мг = )г = 1, или, если в эжекторе для этого гааа применено сопло Лаваля„сверхзвуковой, когда Хг = Храс„) 1, где Хрзсг— расчетное значение коэффициента скорости на срезе сопла. Дальнейшее повышение рг/р, или рс/рг, где ра — давление покоящегося гааа далеко перед соплом, не может изменить этой величины Хг.
При некотором значении рс/рг в горле сопла достигается скорость звука и, начиная с этого момента, расход в эжектирующей струе становится критическим. В этом случае статические давления на входе в эжектирующей и эжектируемой струе могут быть различными и в соответствии с этим коэффициент скорости Х можно задавать, вообще говоря, произвольно. Из экспериментов, однако, известно, что существует 1 9. Основные агрегаты гндродннамнческнх машин 119 только определенный диапазон изменений значений Л„ для которых возмоягно движение газа в эжекторе с 6» чи О.
Для определения возможных значений Л» необходим анализ течения газов в начальном участке камеры смешения. При звуковых или сверхзвуковых режимах в эжектирующей струе (при Л» ."г) возникают эффекты, качественно отличные от эффектов, наблюдающихся при движении газа с дозвуковыми ско- l' ростями или при смешении а струй несжимаемой гггядкости. Звуковая или сверхзвуковая струя эжектирующего газа со статическим давлением р„на вьгходе из сопла болыпим, чем в эжектируемом газе, после выхода в ка- рнс.
54. Схема двнження газов в н«- меру продолжает расширять- чальном участке камеры смешения, ся, прн этом средняя сверх когда внутренняя сверхавукован звуковая скорость растет, а эжскткру~сщан струн РасшиРяется; а — граница струн, Ь вЂ” скачки унплощадь сечения струи увеличивается. В сечении 1' — 1' (рис. 54) площадь сечения эжектирующей струи достигает максимума, а статическое давление в ее ядре становится значительно меныпе, чем во внешнем потоке. Далее струя вновь сжимается и образуется характерная периодическая «бочкообразная» структура струи со значительными изменениями давления и скорости как в продольном, так и в поперечном направлениях. Для основных законов эжектирования весьма существенны характеристики движения эя<ектирующего газа от среза сопла до максимального сечении первой «бочки»; это сечение (1' — 1' на рис.
54) называется сечением аапираиия. С помощью ряда допущений, основанных на опытных данных, течение в начальном участке поддается приближенному расчету. Оставляя в стороне количественные расчеты, отметим в общих чертах некоторые качественные особенности эжектирования при образовании в камере смешениясечения запирания. Ускоряющаяся эжектирующая струя ме»кду сечениями 1 — 1 и 1' — 1' увлекает эжектируемый газ, который при дозвуковых скоростях истечения в сечении 1 — 1 ускоряется главным образом за счет перепада давлений до сечения 1' — 1' при сравнительно слабом смешении с ажектирующим потоком. В наиболее узком для эжектируемого потока сечении 1' — 1' коэффициент скорости Л» эжектируемого газа достигает максимума Л» ~ ). Наибольшее значение Л« = 1 соответствует Гл.
т 111. Гидроыехаиика критическому значению лз на входе в эжектор, которое нельзя повысить уменыпением противодавления ра на выходе из диффузора эжектора. Коэффициент лз для эжектируемой струи в зависимости от давления на выходе из эжектора может меняться произвольно, оставаясь меньше, чем е,з. Установившееся движение в эжекторе при Хз = "аз (в сечении 1 — 1), Юг. зависящем от отношения р,*/р;, называется критическим режимом. /л На рис.
55 представлены экспериментальные и а/ дг а уу де д/ л =Ьт/е, Рис. 56. Схема расширеиил ажектирующей струи при запираиии ежектора. Рис. 55. Характеристики эжектора при разных р',/р'„. Участки кривых типа АВ соответствуют докритическим режимам, участки типа ВС вЂ” критическим режимам, ка которых козффициеит зжекции а ке зависит от противодавлеиия.
данные для э>нектара со сверхзвуковой струей эжектирующего газа. При критическом режиме с уменьшением р1/р> и повышением р*,/р; струя эжектирующего газа расширяется более интенсивно н поэтому сужается проходная площадь для эжектируемого газа. В связи с этим падает коэффициент эжекции и = йз/6,. При некотором значении р;/р;, зависящем от отношений р,"/р, 'и 8з/оы расптиряющаяся струя в сечении 1' — 1' заполняет полностью площадь камеры смешения (рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
