中国科技大学：《流体力学与流体机械》课程教学资源（PPT课件讲稿）第八章 可压缩流体的流动

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流体力学与流体机械 (八) 多媒体教学课件 李文科 制作

第八章可压缩流体的流动 第一节热力学的基本参量和定律 第二节弱扰动波传播的物理过程 第三节弱扰动波在运动流场中的传播特征 >第四节可压缩理想流体一维稳定流动的基本方程 第五节亚音速流动与超音速流动的差异 第六节完全气体的一维等熵流动 第七节可压缩流体经收缩形喷管的流动特征 ≯第八节喷管的计算

第八章 可压缩流体的流动 ➢ 第一节 热力学的基本参量和定律 ➢ 第二节 弱扰动波传播的物理过程 ➢ 第三节 弱扰动波在运动流场中的传播特征 ➢ 第四节 可压缩理想流体一维稳定流动的基本方程 ➢ 第五节 亚音速流动与超音速流动的差异 ➢ 第六节 完全气体的一维等熵流动 ➢ 第七节 可压缩流体经收缩形喷管的流动特征 ➢ 第八节 喷管的计算

第八章可压縮流体的流动 第九节激波 第十节膨胀波 第十一节激波及膨胀波的反射和相交 第十二节可压缩流体经拉瓦尔喷管的流动特征 第十三节等截面有摩擦绝热管道中流体的流动 第十四节等截面无摩擦非绝热管道中流体的流动 第十五节等截面有摩擦韭绝热管道中流体等温流动

第八章 可压缩流体的流动 ➢ 第九节 激 波 ➢ 第十节 膨 胀 波 ➢ 第十一节 激波及膨胀波的反射和相交 ➢ 第十二节 可压缩流体经拉瓦尔喷管的流动特征 ➢ 第十三节 等截面有摩擦绝热管道中流体的流动 ➢ 第十四节 等截面无摩擦非绝热管道中流体的流动 ➢ 第十五节 等截面有摩擦非绝热管道中流体等温流动

第八章可压縮流体的流动 流体的可压缩性是流体的固有属性。 任何真实的流体都是可以压缩的,只是它们的可压缩程度 不同而已。 把流体的密度看作为常数,会使问题得到很大的简化。 对于可压缩流体而言,密度变化必然伴随着温度的变化, 就是说,在流体流动过程中,其内能也在发生变化,这时其 机械能将不再守恒,必须用能量守恒定律来取代机械能守恒 定律

第八章 可压缩流体的流动 流体的可压缩性是流体的固有属性。 任何真实的流体都是可以压缩的，只是它们的可压缩程度 不同而已。 把流体的密度看作为常数，会使问题得到很大的简化。 对于可压缩流体而言，密度变化必然伴随着温度的变化， 就是说，在流体流动过程中，其内能也在发生变化，这时其 机械能将不再守恒，必须用能量守恒定律来取代机械能守恒 定律

第一节热力学的基本参量和定律 内容提要 ◇一、比热 ◇二、内能 ◇三、燈 ◇四、熵 ◇五、热力学第一定律的能量方程式

第一节 热力学的基本参量和定律 内 容 提 要 一、 比热 二、 内能 三、 焓 四、 熵 五、 热力学第一定律的能量方程式

第一节热力学的基本参量和定律 比热 单位质量流体温度变化1K所需要的热量称为比热,单位为 焦耳/千克·开。 对于气体而言,如果过程是在等压条件下进行,则称为等 压比热,用Cp表示;如果过程是在等容条件下进行,则称为 等容比热,用C表示。 从热力学知道,等压比热Cp、等容比热Cv与气体常数R之 间存在着如下的关系 Cp=Cy+R (8-1) 式中气体常数R的通用值为R=8314J/ kmol.K。各种不同气体的 气体常数值见表8-1

第一节 热力学的基本参量和定律 一、比热 单位质量流体温度变化1K所需要的热量称为比热，单位为 焦耳/千克·开。 对于气体而言，如果过程是在等压条件下进行，则称为等 压比热，用CP表示；如果过程是在等容条件下进行，则称为 等容比热，用CV表示。 从热力学知道，等压比热CP、等容比热CV与气体常数R之 间存在着如下的关系 CP=CV+R (8-1) 式中气体常数R的通用值为R=8314J/kmol·K。各种不同气体的 气体常数值见表8-1

第一节热力学的基本参量和定律 气体的等压比热与等容比热的比值叫做绝热指数,常用k 表示,即 k (8-2) 将式(8-2)代入式(8-1)可转化为 kR k-1 R C (8-4) k-1 对单原子气体k=1.66(如氩气、氦气等); 对双原子气体k=1.40(如氧气、空气等); 对多原子气体k=1.33(如过热蒸气等) 对干饱和蒸气k=1.135

第一节 热力学的基本参量和定律 气体的等压比热与等容比热的比值叫做绝热指数，常用k 表示，即 (8-2) 将式(8-2)代入式(8-1)可转化为 (8-3) (8-4) k=1.66 (如氩气、氦气等)； k=1.40 (如氧气、空气等)； k=1.33 (如过热蒸气等)； k=1.135。 V P C C k = −1 = k R CV −1 = k kR CP

第一节热力学的基本参量和定律 内能 宏观静止的流体,因其内部分子的热运动而具有的能量叫 做内能。常用符号e来表示,对于单位质量流体来说,其单位 是焦耳/千克。 流体的内能一般包括内动能和内位能两部分 内动能是温度的函数,而内位能是密度或比容的函数。 因此说,内能是热力状态的单值函数。在一定的热力状态下, 分子有一定的均方根速度和平均间距,也就有一定的内能,而 与到达这一状态的路径无关。这就是内能作为一个状态参量 的基本性质

第一节 热力学的基本参量和定律 二、内能 宏观静止的流体，因其内部分子的热运动而具有的能量叫 做内能。常用符号e来表示，对于单位质量流体来说，其单位 是焦耳/千克。 流体的内能一般包括内动能和内位能两部分。 内动能是温度的函数，而内位能是密度或比容的函数。 因此说，内能是热力状态的单值函数。在一定的热力状态下， 分子有一定的均方根速度和平均间距，也就有一定的内能，而 与到达这一状态的路径无关。这就是内能作为一个状态参量 的基本性质

第一节热力学的基本参量和定律 通常情况下,因气体的热力状态可由两个独立的状态参量 决定,所以其内能也一定是两个独立状态参量的函数,一般 可表达为 f(T, p) 对于完全气体,由于其分子之间没有作用力,故分子之间 就没有位能。这样,完全气体的内能就只是气体分子运动的动 能,而不包含内位能了。因此,完全气体的内能只是温度的单 值函数,而与密度或比容无关,即 =( 8-6) 由热力学知道,完全气体的内能变化可按下式计算 de=cut

第一节 热力学的基本参量和定律 通常情况下，因气体的热力状态可由两个独立的状态参量 决定，所以其内能也一定是两个独立状态参量的函数，一般 可表达为 e=f(T，ρ) (8-5) 对于完全气体，由于其分子之间没有作用力，故分子之间 就没有位能。这样，完全气体的内能就只是气体分子运动的动 能，而不包含内位能了。因此，完全气体的内能只是温度的单 值函数，而与密度或比容无关，即 e=f(T) (8-6) 由热力学知道， de=CV dT (8-7)

第一节热力学的基本参量和定律 对于定比热的完全气体,Cv常数,上式积分得 e=Cvt2-Tu (8-8) 如果以热力学零度为基准,即在T=0K时,e=0,则在TK 温度条件下的完全气体的内能为 e=CuT (8-9) 即完全气体的内能与热力学温度成正比

第一节 热力学的基本参量和定律 对于定比热的完全气体，CV =常数，上式积分得 e2 -e1=CV (T2 -T1 ) (8-8) 如果以热力学零度为基准，即在T=0K时，e=0，则在TK 温度条件下的完全气体的内能为 e=CVT (8-9) 即完全气体的内能与热力学温度成正比