Термодинамика. Лекция Термодинамическая система и ее состояние Основные понятия и определения Термодинамической системой

• Название: Лекция Термодинамическая система и ее состояние Основные понятия и определения Термодинамической системой
• Анкор: Термодинамика
• Дата: 26.01.2023
• Размер: 4.04 Mb.
• Имя файла: Termodinamika_konspekt_Lektsy_Ch1.docx
• Тип: Лекция; #907093
• страница: 6 из 9

отсюда .

Следовательно, изохора так же, как и изобара, представляет со­бой кривую линию, обращенную выпуклостью к оси абсцисс. Взаимное расположение изобары и изохоры вi,s-координатах (см. рис. 3.21) аналогично с их расположением в T,s- координатах.

С помощьюi,s-диаграммы (рис. 3.22) можно определить основные термодинамические величины, входящие в формулу первого закона термодинамики. Зная положение точек начала 1 и конца2 процесса, непосредственно из диаграммы определяют­ся параметры газа в этих точкахp₁,υ₁, p₂,υ₂, кроме того, и . Изменение энтальпии и энтропии также непосредственно определяется из диаграммы, т.е. и .

Изменение внутренней энергии определим по формуле

.

Тогда величины теплоты и работы в различных процессах опре­деляются следующим образом:

• 
  в изобарном процессе , ;
  
• 
  в изохорном процессе ;
  
• 
  в изотермическом процессе , ;
  
• 
  в адиабатном процессе .
  

Лекция 4. Основные уравнения термодинамики газового потока
4.1. Основные допущения
Движение газа в силовых установках имеет сложный характер, а уравнения, точно описывающие реальный поток, весьма громоздки, что затрудняет их использование для анализа и инженерных расчетов. Поэтому ниже уравнения термоди­намики газового потока рассматриваются при следующих допущениях.

1) Движение газа является стационарным (установившимся), т.е. пара­метры потока (скорость, давление, температура, плотность) в любой точке рассматриваемого течения не­изменны во времени.

2) Течение газа является одномерным, т.е. параметры потока во всех точках каждого поперечного сечения потока одина­ковы. Их изменение происходит лишь в направлении движения от сечения к сечению.

Анализ будем проводить с позиции наблюдателя, относительно которого стенки канала или границы струйки не перемещаются.
4.2. Уравнение неразрывности
Выделим в потоке газа в канале с непроницаемыми стенкам объем, ограниченный сечениями 1 и2, перпендикулярными скорости потока (рис. 4.1).

Рис. 4.1. К выводу уравнения неразрывности

Расход газаG, кг/с  количество газа, проходящее через поперечное сечение канала (струи) в единицу времени, равен

,

где с иF  скорость потока и площадь поперечного сечения канала, а – плотность газа.

Так как поток установившийся, то расход газа, поступающего в рассматриваемый объем, равен расходу газа, выходящего и этого объема, , т.е.

.

Если это условие не будет выполняться, то в объеме 1-2 буде изменяться масса газа; переменными будут и параметры поток (р, Т, с). Следовательно, в стационарном потоке расход газа через любое сечение канала одинаков:

или .
Это уравнение представляет собой уравнение неразрывности стационарного потока.

Выполнив логарифмирование и последующее дифференцирование этого уравнения, получим уравнение неразрывности в дифференциальной форме:

или, т.к. , то .
4.3. Уравнение сохранения энергии
Уравнение сохранения энергии для газового потока представляет собой частный случай всеобщего закона сохранения и превращения энергии.

Рис. 4.2. К выводу уравнения сохранения энергии

Составим баланс энергии для массы газа, заключенной между сечениями 1 и 2 (рис. 4.2), которая за небольшой промежуток времени переместилась в положение 1'-2'.

На основании закона сохранения и превращения энергии внешняя энергия, подведенная к рассматриваемой массе газа извне в виде теплоты и работы, приведет к изменению ее внутренней энергии (u), кинети­ческой энергии (е_кин) и потенциальной энергии (е_пот).

Полное количество энергии, подведенное к газу, складывает­ся из теплоты q и работы . Следовательно,

.

При течении газа в элементах авиационных силовых установок изменение пренебрежимо мало, поэтому в дальнейшем оно учитываться не будет.

Будем считать, чторабота, поведенная к газу, считается положительной, а работа, совершенная газом,  отрицательной.

Изменение любого вида энергии равно разности этого вида энергии в положениях1-2 и1'-2'. Поскольку движение уста­новившееся, и объем 1'-2 является общим для обоих положений, то изменение каждого вида энергии будет определяться раз­ностью ее количеств в малых объемах 1-1' и 2-2'. Нетрудно видеть, что масса газа в объемах 1-1' и 2-2' одинакова. Для упрощения выкладок примем, что она равна 1 кг. Будем счи­тать, что перемещения Δх₁ и Δх₂ малы и поэтому параметры га­за внутри каждого из этих объемов одинаковы.

Тогда

, .

Теплота, подведенная к газу, складывается из теплоты, подведенной к газу извне , и теплоты, возникающей за счет трения , т.е.

.

Работа складывается из внешней (эффективной) работы , подведенной к газу извне, работы силы давления р₁ в сечении 1 и давления р₂ в сече-

нии 2 и работы, которую совершает газ для преодоления сил трения .

Внешняя (эффективная) работа  это работа, сообщаемая га­зу (или получаемая от него) внешними источниками или потре­бителями механической энергии (турбина, компрессор, насос и др.). Она является результатом воздействия гидродинамиче­ских сил газового потока на тела, перемещающиеся в этом по­токе (например, лопатки турбины или компрессора).

Сила дав­ления р₁ в сечении 1 совершает работу над выделенным объемом газа, поэтому она положительна:

,

а в сечении 2 газ в рассматриваемом объеме совершает работу против сил за счет своей энергии, поэтому она отрицательна:

.

Работа сил трения, возникающая в пристеночных пограничных слоях и отнимаемая от газового потока, переходит в эквивалентную ей теплоту трения q_трен , поступающую обратно в поток. Числено они равны, т.е. , поэтому компенсируют друг друга, не нарушая энергетический баланс в потоке газа.

Таким образом, .

Подставив выражения для , и в полученное выше уравнение баланса энергий, получим

.

Так как , то

.

Учитывая, что , окончательно имеем

.

Все величины в уравнении сохранения энергии отнесе­ны к 1 кг газу (Дж/кг). Это уравнение верно для любых рабо­чих тел при их стационарном движении как при наличии трения, так и без него.

В дифференциальной форме оно имеет вид

.

Уравнение сохранения энергии можно сформу­лировать так:внешняя энергия, подведенная к потоку газа в виде теплоты и работы, идет на изменение его энтальпии и кинети­ческой энергии.

Так как для идеального газа , то

или .
4.4. Обобщенное уравнение Бернулли
Дифференциальное уравнение первого закона термодинамики в виде

применительно к движущемуся в потоке объему газа, учитывая, что теплота dq может подводиться к нему как извне, так и за счет трения, может быть записано так: .

Для вывода уравнения Бернулли запишем уравнение сохранения энергии и уравнение первого закона термодинамики в дифференциальном виде

.

Вычтем второе уравнение из первого, учитывая, что , тогда

.

Это уравнение называется обобщенным уравнением Бернулли в дифференциальной форме.

Проинтегрировав это уравнение от сечения 1-1 до сечения 2-2 (рис. 4.2), получим обобщенное уравнение Бернулли в интегральной форме.

.

Рис. 4.3

Интеграл эквивалентен пло­щади между осью ординат и кривой процесса (площадь 12bа, рис. 4.3). Этот интеграл в теории газотурбинных двигателей называется работой сжатия газа в потоке. Хотя, по существу, это работа, затрачиваемая на повышение давления, т.е. на сжатие (уменьшение объема) газа и на работу по его продвижения («проталкивания») далее по потоку.

Отметим, что также называют политропной работы газового потока.

Таким образом, согласно обобщенному уравнению Бернулли внешняя работа, подведенная к газу в потоке, расходуется на работу сжатия газа, на изменение (увеличение) его кинетической энергии и на работу по преодолению трения.

Обобщенное уравнение Бернулли мо­жно интерпретировать как баланс меха­нических форм энергии в газовом пото­ке.

Наличие трения, естественно, скажется на параметрах потока. Например, при заданном уров­не понижения давления ( ) наличие трения ( ), как видно из дифференциального уравнения Бернулли, понизит при­рост скорости потока. А в случае торможения потока при заданном уровне понижения скорости при наличии трения давление возрастет в меньшей степени, чем без трения, или вообще не возрастет.

Действительно, если течение газа происходит в канале (во входном устройстве, газопроводе и т.п.), в котором нет подвода (или отвода) внешней работы ( ), то согласно дифференциальному уравнению Бернулли

или .

Если же течение происходит при этом без трения, то

или ,

т.е. в таком случае разгон газового потока (dc > 0) возможен только за счет понижения его давления (dp < 0). Наоборот, понижение скорости при отсутствии трения будет приводить к росту давления.

Величину политропной работы газового потока в любом политропном процессе вычислим, определив значение из уравнения политропы и подставив его под знак интеграла. Действительно, т.к. , то и тогда

.
Частные случаи обобщенного уравнения Бернулли
а) Компрессор (рис. 4.4) . Внешняя работа, подводимая к воздуху в компрессоре, . Тогда для компрессора уравнение Бернулли имеет вид

.

Таким образом, внешняя работа, подводимая к воздуху в компрессоре, расходуется на работу сжатия, изменение кинетической энергии газового потока и на преодоление сил трения.

Рис. 4.4. Схема компрессора			Рис. 4.5. Схема турбины

б) Турбина. В турбине (рис. 4.5) газ совершает работу, поэтому для турбины , и уравнение Бернулли выглядит следующим образом:

.

Так как в турбине давление газа понижается (dp < 0), то работа расширения газа .

Таким образом, в турбине работа расширения газа расходуется на создание работы на валу турбины , увеличение его кинетической энергии и на преодоление силы трения .
4.5. Параметры адиабатно заторможенного потока
В прикладных задачах термодинамики газового потока очень часто используется понятие параметров адиабатно заторможенного потока.

Рис. 4.6

Рассмотрим газовый поток, набегающий на поставленную нормально к вектору его скорости небольшую плоскую пластину (рис. 4.6). Пусть вдали от пластины (в сечении а  а) его скорость, энтальпия, температура и давление равны с, i, Т и р. Вблизи пластины часть линий тока будет отклоняться в одну сторону, стремясь обогнуть пластину, часть в другую. Но центральная (по отношению к пластине) линия тока никуда не отклонится, и в точке  скорость потока станет равной нулю. Предположим, что торможение потока до нулевой скорости в струйке тока, расположенной вокруг этой центральной линии тока, происходит адиабатно, т.е. без обмена теплотой с соседними струйками (что близко к действительности). Тогда параметры газа при нулевой скорости (в точке ) и будут представлять собой параметры адиабатно заторможенного потока. Эти параметры принято обозначать как: i*, Т*, р*, *. Их называют также полной энтальпией, полной температурой и пол­ным давлением. А параметры состояния газа в сечении а  а (т.е. i, Т, р, )называют статическими.

Поскольку в рассматриваемом случае центральная струйка тока не обменивается с соседними струйками не только теплотой, но и механической энергией, применим к ней уравнение сохранения энергии на участке а 

.

Полагая в этом уравнении q_внеш= 0 и l_внеш= 0 и учитывая, что скорость в точке  равна нулю (с*=0), получим выражение для энтальпии заторможенного
потока (полной энтальпии):.

Для идеального газа ,а , исогласно предыдущему равенству полная температура газа равна:

,

где Т – статическая температура газа.

Введем в рассмотрение число Маха, равное отношению скорости потока к скорости звука в нём , где  скорость звука в идеальном газе. Тогда выражение для полной температуры можно записать так:

или .

Для получения выражений для полного давления р* и плотности * используем соотношения параметров в адиабатном процессе, в котором

, .

Тогда полное давление и полная плотность газового потока, соответственно, равны

, .
Способ измерения полной температуры газового потока

				а) б)
Рис. 4.7. Схема термопары				Рис. 4.8. Схемы датчиков статического и полного давления

Если в поток газа ввести, например, ртутный термометр или термопару, то температура газа в точке полного торможения потока (аналогичной точке на рис. 4.6) будет практически равна температуре адиабатно заторможенного потока. Но эти показания не будут соответствовать полной температуре газа, так как в других точках поверхности мерного элемента полного торможения потока не будет. Поэтому для измерения полной температуры газа применяются экранированные термометры (рис. 4.7). Здесь мерный элемент (спай) термопары помещен в небольшую камеру (экран). Выход потока из камеры производится через малые отверстия с тем, чтобы скорость газового потока около спая была возможно малой, но чтобы всё таки был проток газа. Тогда температура спая практически не будет отличаться от температуры заторможенного потока.


Способы измерения полного и статического давления газового потока

Статическое давление газового потока обычно измеряется путем подключения прибора для измерения давления (например, манометра) к отверстию в стенке канала (рис. 4.8а) или к отверстию на какой-либо поверхности, расположенной параллельно линиям тока. При этом важно, чтобы ось отверстия была перпендикулярна обтекаемой поверхности. Для измерения полного давления в поток вводится трубка полного напора (рис. 4.8б).
4.6. Уравнение сохранения энергии в параметрах

заторможенного потока
Заменим в уравнении сохранения энергии, записанном в виде

,

сумму энтальпии и кинетической энергии с²/2 на выражение для энтальпии в параметрах заторможенного потока . Тогда получим уравнение сохранения энергии в параметрах заторможенного потока в виде

.

Таким образом, внешняя энергия в виде теплоты и работы , подведенная к газу, расходуется на изменение его энтальпии в параметрах заторможенного потока (полной энтальпии).

Для идеального газа . Тогда уравнение энергии в параметрах заторможенного потока можно записать так:

.
Частные случаи уравнения сохранения энергии
а) Энергоизолированный поток (входные и выходные устройства, рис. 4.9 и рис. 4.10, каналы и т.д.).

В энергоизолированном потоке к газу не подводится и не отводится энергия в виде теплоты ( и работы ( =0). Поэтому уравнение сохранения энергии для любого газа в параметрах заторможенного потока приобретает вид: .

Таким образом, в энергоизолированном потоке полная энтальпия газа остается постоянной.

Рис. 4.9. Схема дозвукового входного устройства				Рис. 4.10. Схема дозвукового выходного устройства

Для идеального газа, учитывая, что , получим

.

Таким образом, в энергоизолированном потоке идеального газа его полная температура остается постоянной.

б) Теплоизолированный поток. В теплоизолированном потоке q_внеш=0. Но возможен обмен механической энергией с внешней средой, т.е. l_внеш0. Тогда уравнение сохранения энергии для любого газа в параметрах заторможенного потока приобретает вид: ,

а для идеального газа: .

 Компрессор (рис. 4.4). В компрессоре q_внеш=0, но к воздуху через его вал подводится работа l_внеш=l_К , тогда

.

Следовательно, полная температура воздуха в компрессоре всегда повышается, причем это повышение пропорционально подведенной работе:

.

 Турбина (рис. 4.5). В турбине механическая работа отводится от газа через вал. Если эту работу обозначить l_Т , то l_внеш =  l_Т . Тогда

l_Т = i₁^*  i₂^* или .

Поэтому полная температура газа в турбине всегда снижается.

Заметим, что мощность на валу турбины, т.е. работа, производимая турбиной в единицу времени, равна произведению работы, отдаваемой вовне (через вал) единицей массы газа, на секундный расход газа, т.е.

N _Т = l_Т G _г .

Точно так же мощность, потребляемая компрессором, равна произведению работы, подводимой к единице массы воздуха, на его расход

N _К = l _К G _в .

 Камера сгорания. В камерах сгорания газотурбинных двигателей, теплообменных аппаратах и т.п. поток газа находится в условиях интенсивного подвода или отвода теплоты при отсутствии подводимой или отводимой механической работы. В таких случаях

или (для потока идеального газа)

.

Таким образом, теплота, подводимая к воздуху в камере сгорания, идет на увеличение его полной энтальпии (для идеального газа – на увеличение полной температуры).