2 (Техническая газодинамика Дейч М.Е), страница 9

Прямому конденсациониому скачку в соответствии с формулой (4.51) отвечают два значения вектора из (точки )), и ()ч). Отрицательный знак перед корнем в (4-5!) дает точку ))и а положительный — ))з. Таким образом, уравнения (4-43) и (4-43) и ударная поляра на рис. 4-35 показывают, что теоретически возможно существование четырех типов прямых и косых конденсационных скачков, отвечающих различным скоростям перед скачком и величинам а.(М ).

Соответствующая илассификация указана в табл, 4-2. Возможные типы конденсационных скачков Однако если учесть некоторые дополнительные условия, то возможными оказываются скачки всего двух типов: !) сверхзвуковые скачки, в которых с„, -ап с„а.~а, и конденсацня сопронождается сжатием газа (р,) р,); э) дозвуковые скачки, отвечающие условиям с„,( а„с„з(а, и в которых конденсациз сопровождается разрежением газа (р,(р,).

Скачки, отвечающяе соотношениям с„,) а, н с„з) а„ не могут реально осуществиться, так как такой скачок перемещался бы относительно находящегося перед ним газа со сверхзвуковой скоростью и его возникновение не должно было бы отразиться на состоянии этого газа. Скачки конденсации в дозвуковом потоке не могут перевести газ в область сверхзвуковых скоростей (с„,-' аб с„ " а,), так как в этом случае необходимо отводить от газа теплоту, что не соответствует условиям конденсации. Определим изменеяие энтропии в конденсационных скачках. В частном случае й = О получим; я В формулу (4-54) входит отношение —, которое можно найти по Рь| Рчч' уравнению(4-46), подставляя й =О; при этом Мч н — определяются Рч Рч по формулам (4.44) и (4-45). Исследуя уравнение (4-54), можно убедиться в том, что для скач.

ков первых трех типов (табл. 4-2) Ьз) О. Однако, привлекая дополнительное условие (термодинамическое состояние перед скачком должно соответствовать началу быстрой конденсации) н учитывая влияние теплообмена, можно показать, что скачок первого типа, как и четвертого, невозиожен. 0 50 ' О г 4 В В 70 )г Луиз Рис. 4-36. Зависимость относительного давления и чнсла М> от абсолютной влажности к в соплах Лаваля. О О Рис.

4-37. 197 Опыт подтверждает возможность образования скачков второго и третьего типов. На положение скачка, его форму и интенсивность решающее внииние оказывают влажность воздуха и скорость потока. На рис. 4.3б приведены кривые относительного давления и числа М, перед скачком конденсации в зависимости от абсолютной влажности воздуха у по опытам Л. А. Степчкова, проведенным в соплах Лаваля. С увеличением влажности скачок конденсации перемещается в область меньших чисел Мп О, 'О 7О УО ЗО 4О ОО ОО га ООООР а) и — ивчепепие полпжепнк кпикенсвцкоппмх скачкОв в сопле Левал» в вввпсимссти от скорости Х, и птппснтельноа вллжиеств ; 6 †схе скачка в сопле.

С увеличением влажности уменьшается пересыщение потока воз. духа парами воды, определяемое- отношением парциального давления О1п пара к давлению насыщения —, а также переохлаждение ЬТ= ргп = Твг — Т, (рис. 4-36), где 7 „,— температура насыщения, а Т,— температура перед скачком. По мере возрастания влажности величины пересыщения и переохлаждения уменьшаются. Перемещение скачка конденсации в ззвисимости от влажности объяснвется, по-видимому, тем, что с уменьшением количества паров воды конденсация их происходит при более низкой температуре, со. ответствующей большому числу М,.

При перемещении меняется и форма скачка: при большой влажности скачок становится мостообразным и приближается к прямому; с уменьшением влажности наблюдается, как правило, система двух пересекающихся скачков. В заключение отметнм, что изложенная теория конденсационных скачков оставляет в стороне вопросы механивиа конденсации, зарождения и развития ядер конденсации, ГЛАВА ПЯТАЯ ДВИЖЕНИЕ ГАЗА ПРИ НАЛИЧИИ ТРЕНИЯ 5-1. ТЕМПЕРАТУРА ТОРМОЖЕНИЯ В ВЯЗКОЙ ЖИДКОСТИ При рассмотрении движения реальной (вязкой) жидкости необходимо учитывать диссипацию (рассеяние) энергии, вызываемую внутренним трением и теплопроводностью, т. е. термодинамической необратимостью процесса.

Движение вязкой жидкости описывается системой уравнений сохранения: расхода, количества движения и энергии. Уравнение неразрывности (1-12), как уже указывалось, справедливо н для вязкой жидкости, Уравнения количества движения в форме Эйлера (1-16) должны быть дополнены членами, учитывающими влияние вязкости. Следует подчеркнуть, что для необратимых процессов движения интегралы уравнений движения и энергии не- совпадают. При выводе уравнения энергии для струйки (З 2-1) указывалось, что оно справедливо и для адиабатических (необратимых) течений, Однако это замечание вполне справедливо только в частном случае, когда работа сил трения полностью преобразуется в тепло.

Такой процесс соответствует простейшей схеме одномерного потока или движению газа с равномерным полем скоростей. При рассмотрении движения вязкой жидкости с неравномерным распределением скоростей в потоке условие эквивалентности теплоты трения и работы трения не выполняется. В таком потоке только часть работы трения превращается в теплоту, а другая часть вызывает чисто механический эффект: перестройку поля скоростей, в процессе которой происходит перераспределение кинетической энергии между частицами жидкости. Отсюда вытекает, что различные частицы приобретают разное количество теплоты трения и имеют разный запас полной энергии. Следовательно, условие (в=сопэ1 в общем случае не является интегралом уравнения энергии для всей массы .