伯努利方程及其应用课件.ppt

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1、第六章 伯努利方程及其应用,在第五章，我们建立了流体力学微分形式的基本方程组，并通过引入了无粘流假设，完全气体假设，建立了理想流体（或理想气体）的动力学基本方程组，这一方程组虽解决了封闭性问题，并使未知数数量及方程的复杂程度得到了很大简化，但由于方程组仍是非线性的，以至于还是无法得到一般形式的解，或精确积分求解的一般方法。 在第四章，我们通过对一段流管的能量方程进行分析，在引入五项假设以后已经获得了柏努利方程。实际上，通过对上一章中的欧拉方程进行积分，同样可以得到著名的伯努利方程，不过在积分过程中同样要引入相应的假设和限制条件。柏努利方程的获得对流体力学的发展产生了重要的影响，使得这一方程在以

2、后的一百多年里，直到今天，都是流体力学中应用最广（不论在计算还是在理论分析上）的方程，本章将对其理论和应用进行介绍。,第六章 伯努利方程及其应用 在第五章，我们建立了,第一节 伯努利定理,在流体静力学中，我们曾引入过压力函数的概念，现在在推导伯努利方程之前，我们先对压力函数的性质在作进一步的分析。,一、压力函数分析,在流体静力学中，对于密度仅是压力的函数的正压流体，引入了压力函数：,我们考察流场中的任意一条曲线L，规定线上的某点o为原点，因此曲线L上的任意一点能用该点到o弧长 l 表示,而dl 表示曲线弧的微元长度。显然，在曲线L上，密度和压力是弧长 l 的函数，并且在不同的曲线L上，其函数也

3、是不同的，这样速度和压力就可表示为：,第一节 伯努利定理 在流体静力学中，我们,联立以上两式消去l，即可将表示为p的函数，注意，此时并不要求流场是正压流场。,代入压力函数定义式：,可知L在曲线上，压力函数沿l的变化率为：,一般情况下，曲线L上的函数关系 是未知的，但是当流场是正压流场时，这时仅是p的函数（根据定义），与所取曲线就无关了。所以只要已知 ，压力函数就可以积分。,联立以上两式消去l，即可将表示为p的函数，注意，此时并不要,常见的正压场有：1、不可压缩流场： 2、完全气体等温流场： 3、完全气体的绝热等熵流场 ：,在现实问题中最常见的是第一种和第三种流场。比如对于液体，一般就可以视为不

4、可压缩流场。对于气体，当流速较低时，今后会讨论到，也可以视为不可压缩流场；而当流速较高时，由于其导热系数小，又可以视为绝热流场。,常见的正压场有：在现实问题中最常见的是第一种和第三种流场。比,二、沿流线和涡线成立的伯努利积分,由兰姆方程(引入理想流体假设1)：,假设流动为定常(2) ，质量力有势(3) ，兰姆方程为：,左边是标量场的梯度，标量梯度在某一方向的投影，等于标量在该方向的方向导数。等式反映了四个向量的平衡关系，他们投影到某一方,向仍然是平衡的。在流场中做任意曲线L，将上式在曲线的微元弧线(切线)上投影，有：,二、沿流线和涡线成立的伯努利积分 由兰姆方程(引入理,注意压力函数的微分关系

5、 ，代入上式有：,这里曲线函数尚是任意取的，如果将该曲线取为流线或涡线，则曲线上任意点的切线方向与向量 垂直，因而有： （沿流线或涡线假设4）,于是：,积分：,这就是欧拉方程的最一般形式的伯努利积分，他表明：,在理想流体、质量力有势，流动定常的条件下，沿流线或涡线流体的动能、压力能和势能之和是一个常数。,注意压力函数的微分关系 ，代入上式有： 这里,注意上式中的积分常数C(L)与所取的流线或涡线是有关的。不同的流线或涡线会有不同的值，C(L)会构成等值面。这个等值面是由相交的流线或涡线决定的。 如果流场是正压流场，则压力函数与所取的曲线无关，上式为：,三、不可压缩流体在重力场中的伯努利积分,1

6、、当质量力为重力时，质量力势为： 2、当流体不可压时，压力函数为：3、代入伯努利积分，有：或者：,注意上式中的积分常数C(L)与所取的流线或涡线是有关,这是我们最常见的伯努利方程。总结一下它的应用条件：不可压缩的理想流体，定常流动，质量力仅为重力，沿流线或涡线成立。,四、伯努利积分与所取曲线无关的情况,在正压流场中，如果恒有 。则以上伯努利积分与所取曲线无关。或者说在全流场中的积分为同一常数C，等式两边的1点和2点可以不必在同一流线或涡线上。,的情况有三种：1、 流体静止，其结果为静力学基本方程，对动力学无意义。2、 流动无旋。3、 通常不可能，只有在一些理想的特殊流动中存在。,这是我们最常见

7、的伯努利方程。总结一下它的应用条件：不,由此我们知道，无旋流动的伯努利积分，其常数全场相等，也就是说，此时我们应用伯努利方程不必在意1点和2点是不是在同一条流线或涡线上。面对流场是否无旋的判断，上一章我们在讲到弗里德曼方程时有结论：理想流体，在质量力有势，流场正压时，流场如一开始无旋，则永远无旋，这有助于我们做出判断。,五、总结,1、伯努利方程的形式,I、物理意义：单位体积流体的能量守恒。压力能、动能、势能。,II、物理意义：单位质量流体的能量守恒。（焓表示）,由此我们知道，无旋流动的伯努利积分，其常数全,III、物理意义：总水头高度的守恒。（水头表示）其中第I、II式多用于气体流动，III式

8、多用于液体流动分析。,2、应用条件,理想流体，定常流动，不可压缩流体（正压流体），质量力为重力（质量力有势），沿流线或涡线成立。如为无旋流动，则全场成立。,3、应用拓展,柏努利方程由理想流体流动分析得出，说明流动过程中的机械能守恒。如果流体不是理想流体，则流动必有旋（粘性产生旋涡），这时沿流线方向的总机械能将不会守恒。因为粘性效应，旋涡流动将把一部分机械能耗散为热能（不可逆），这时沿流线的能量守恒应该是机械能+耗散能的守恒。,III、2、应用条件 理想流体，定常流动，不可,机械能的损失不会体现在动能上，因为速度的关系还要服从连续方程的规定；一般也不会体现在势能上，因为势能的关系由位置确定。所以

9、更多的是体现在压力（静压头）上。,其中，、，分别代表流体从点流到点时，损失的总压力、总焓和总水头。很显然，上面三个方程不是独立的。,机械能的损失不会体现在动能上，因为速度的关系还要服从连续方程,4、关于不可压缩流体的判断液体肯定是不可压缩的，气体从物性上来讲是可压缩的，但是，如果在流动过程中，忽略位置水头的变化（一般所占比重小），并将过程看作是等温的，密度的变化量取决于压力的变化量，考虑一个绕流问题，流场中速度变化量最大的两点：滞止点和远前方，有,设：,此时压力的相对变化量：，故密度的相对变化量：,4、关于不可压缩流体的判断设：此时压力的相对变化量：，,我们知道音速：,因而：,说明当 0.3

10、时，流速的变化导至密度的变化量小于5%，流体可看作不可压缩的流体。有的定为M0.25，M0.2，要求更严。而在地面工程中，绝大多数情况M都小于0.3，喷管流例外，当M大于0.2或0.3以后，我们就不能直接应用以上方程计算气体流动了。,我们知道音速：因而：说明当 0.3 时，流速的变化导至密,第二节伯努利方程的应用,在应用伯努利方程时，要注意它的应用条件，在确认求解问题符合方程的应用条件后，关键就是要正确的选取计算点或计算截面，即公式中的的、位置，选取的一般原则：、包含未知数的截面；、包含已知数最多的截面。必要时，伯努利方程可以与连续方程联立，以求解两个未知数。,一、容器小孔出流问题,密闭容器，

11、Dd，即小孔足够小，设流体为理想流体，求小孔的出流速度。有流线如图，知柏努利方程沿流线总焓不变，而每一根流线的起始点机械能相等，即可得结论，柏努利方程积分全场为同一个常数，亦可得出流动是无旋的，为此，设液面为1，出口为2，写出方程：,第二节伯努利方程的应用在应用伯努利方程时，要注意它的应,又：如容器不密封而与大气相通，有p0=pa 上式,（托里拆利公式 ）,如容器内为气体，则2gh为一般是小量，可忽略：,注意此时计算结果中V最大不能超过100m/s，否则压缩性不能忽略。,又：如容器不密封而与大气相通，有p0=pa 上式（托里拆利,如图，求点的压力，由连续方程：,即P低于Pa，当Z=0时 P=P

12、a,上式也说明，B点的高度不能无限制的升高。如果B点的高度过高导致 时，在B点就会出现负的绝对压力，对于流体这是不可能的。实际上，当B点压力小于该点流体在该温度下的饱和压力时，流体就会在该点发生汽化(亦称空化)。,如图，求点的压力，由连续方程： 即P低于Pa，当Z=,理想流体柏努利方程的几何意义柏努利方程第三式每一项的量纲与长度相同，都表示某一高度。如图： ：表示研究点相对某一基准面的几何高度，称位置水头。 ：表示研究点处压强大小的高度，表示与该点相对压强相当的液柱高度，称压强水头。 ：称测压管水头。 ：表示研究点处速度大小的高度， 称速度水头。 ：称总水头。那么，例题中所示情况怎样标出他的各

13、种水头呢？,理想流体柏努利方程的几何意义,例题中所示情况的各种水头大小的变化如图所示：,例题中所示情况的各种水头大小的变化如图所示：,二、溢水道问题,今有理想不可压重力流体流过一垂直墙，墙顶水层的厚度较水库水深为无穷小量，试确定流体自由表面处的速度。,假定水库的容积足够大，故可以认为远离溢水口处的水面高度是不变的，并且流动是定常的。流体自由表面上的压力等于大气压力pa，溢口处水层厚度较水库深度为小量，故远离溢口处的流速近似为V=0，自由表面是流线。可写出沿流线的伯努利方程:,可得自由表面上z处的流速关系:,二、溢水道问题 今有理想不可压重力流体流过一垂直,上式在形式上与小孔出流公式一样。由上式

14、可见，随着z的减小或落差h的增大，速度V增大，由连续方程知其流管宽度应减小。同时，由于在溢口B处流速VB已不能忽略，故此时的液面已低于远处的z1，也就是说，水库水面的高度在靠近溢口处时就已开始降低了。,上式在形式上与小孔出流公式一样。由上式可见,三、汽油机化油器的流动,1、风道进口流动问题。如图所示一直径为D的圆柱形通风管，假设B截面的速度分布均匀，空气密度为air，并已知通风流量Q，求B点的压力pB。 设A点远离进口，则VA=0，pA=paB点的流速为：写出A、B两点间的柏努力方程：,所以：,三、汽油机化油器的流动1、风道进口流动问题。如图所示一直径为,2、化油器的流动。化油器结构如图，已知

15、D、d、pB，以及油箱油面到汽化器轴线的垂直高度h，油面压力为pa，求将汽油吸入汽化器的空气流量。设空气与汽油的密度分别为：,欲使汽油被吸入汽化器，C截面必须要有一定的真空度，其最小真空度所对应的油柱高度应为h。即：,截面C处的真空度又与流过该截面的空气流量有关。写出B与C截面的伯努利方程：,连续方程：,(a),(b),(c),2、化油器的流动。化油器结构如图，已知D、d、pB，以及油箱,由 (a)：,由 (b)：,另外，由,(d),(e),令(d)式与(e)式相等，可得：,最终得：,同样的问题，可用于喷雾器流量的计算。,由 (a)：由 (b)：另外，由(d)(e)令(d)式与(e,四、皮托管

16、,柏努利定理告诉我们，沿流线流体的机械能是守恒的，动能、势能和压力能可以相互转换。考虑在流场中，放置一如图,的圆柱体，其头部为光滑过渡面，如半球面，放置方向与来流一致，则可得如图的流场。前面讲过，迎风的前缘上是一滞止点，该点的流速为零。到管壁侧面，离头部足够远，流速又恢复到了接近远前方的流速(因为柱体足够小)，即V2=V。写出 、2两点的伯努利方程：,再写出1、2两点的伯努利方程，设g(z2-z1)很小，并有V1=0：,四、皮托管 柏努利定理告诉我们，沿流线流体的,滞止点与滞止参数：根据柏努利方程，如果忽略位置高度的影响，当流体质点沿着流线运动时，随着速度的降低其压力会增高，而当 V=0 时，

17、其压力会达到可能的最大值。我们将此时流体质点所处的状态叫,做滞止状态，对应的空间点叫做滞止点。如图由点到1点的这条流线，写出该两点的柏努力方程，并假设z =z1，有：,也就是说，在1点全部动能都转换成了压力能。我们将此压力称为滞止压力，或者总压，记为p0或者p*。其实，滞止压力沿流线是不变的。,滞止点与滞止参数：根据柏努利方程，如果忽略位置高度的影响，当,定义 为总压，有,利用这一原理，可以做出最常用的测速仪表皮托管，皮托管的结构如上图。其总静压差可以用U型管测量：,当g(z2-z1)很小时：,定义,五、文丘利管,文丘利管由一渐缩+喉道+渐扩的管道组成，也叫文氏管。一般用来进行流量测量，其结构

18、如图，测量原理同样是柏努利定理。在1、2截面写出柏努利方程，忽略高度变化，有：,由连续方程：,代入柏努力方程：,由此可以求得喉部平均速度：,五、文丘利管 文丘利管由一渐缩+喉道+渐扩的,由此可以求得喉部平均速度：,流量：,用文丘利管也能测量管内液体的流量。如图所示，特别是当文氏管非水平放置时，测得直管段与喉部的测压管水头，就能求得流量。有关公式请自己推导。,由此可以求得喉部平均速度：流量： 用文丘利管也,六、无旋自由涡的自由表面,水流入一泄水孔，当流体为理想流体时，会形成一无旋自由涡。已知在距旋转轴线R2=1.6m处的切向速度V2=1m/s。求: (a) 在距转轴R1=0.8m处的水面比R2处

19、低多少？(b) 自由水面的一般表达式。,(a) 对于自由涡有：V1R1=V2R2=C,因为是自由表面，有p1=p2=pa，有：,说明1点比2点低0.153m,六、无旋自由涡的自由表面 水流入一泄水孔，当流,(b) 取R处自由面高度z0=0，V0=0。Z坐标方向向下，则在自由面上任一点写出柏努力方程：,代入有：,令 ：,(b) 取R处自由面高度z0=0，V0=0。Z坐标方向,第三节 完全气体作可逆绝热流动时的柏努利积分,本节的内容实际上是“一维气体动力学基础”这一章中的内容。在一维气体动力学中，有关的基本方程是从欧拉方程中简化得到。其实它也是柏努利方程在流体作绝热可逆的可压缩流动时的特例。所以我

20、们把有关的内容放到了这一节中作一个简单的介绍。 当流场为正压流场时，已经推导建立的柏努利方程的一般形式为：,前面已经建立了压力函数的关系，当理想完全气体作绝热可逆流动时（等熵，但一般是熵沿流线相等），其压力函数为：,第三节 完全气体作可逆绝热流动时 本节的内容,其中 为比热比，由于 ，有 。对于完全气体其状态方程有 ，完全气体的焓为 ，可知：,当要考虑气体的压缩性时，速度是足够大的，V100m/s， 使得U相对足够小，可以忽略。所以这时的柏努利方程一般不再出现U或gz这样的项。将压力函数代入，有如下常用可压缩流体的柏努利方程：,(1),(2),(3),其中 为比热比，由于,一、滞止状态,柏努利

21、方程反映的是一种能量守恒。当沿着流线流动减速时，流体将经过一个绝热等熵的压缩过程，使其压力、温度和密度升高。而当减速到V0时，这时 均将达到可能的最大值，称这时流体所处的状态为滞止状态。由(2)式可知滞止状态的温度（称滞止温度）为：,此时的焓值既为滞止焓：,可见，滞止焓也就是柏努利积分的积分常数。而对于滞止压力和滞止密度，我们还需要其他的关系才能得到其表达式。但有：,一、滞止状态 柏努利方程反映的是一种能量守恒,二、最大速度,根据方程(1)，可知当压力降低时，即气体做绝热膨胀时，速度将增大。速度能够达到的最大可能值，就是当气体膨胀到p0时所达到的值，称这一速度为最大速度，记为Vmax。 所谓p

22、0是指绝对压力，这时对应的是真空状态，有,由伯努利方程：,可见最大速度Vmax取决于T0 。,二、最大速度 根据方程(1)，可知当压力降低时,三、声速、临界状态,空气是可压缩气体，当在空气中某处产生一微小的震动，导致该处的空气有一个微小的压缩和膨胀，这种扰动就会以波动的形式向其他地方传播开去，这种波就称之为声波。其速度以a记之。声波是一种纵波，其波速为一状态参数。由于流体的剪切弹性模量为零（静止不能承受切应力），故不能传递横波。 （光波是横波，为什么能在空气中传波） 由于声波的传递过程是小扰动传递过程，其过程可以认为是等熵的，声速的计算式为：,式中，Es是等熵过程的体积弹性模量。有：,三、声速

23、、临界状态 空气是可压缩气体，当在空气,所以：,对于完全气体的等熵过程有： ，代入上式可得：,即：,带入伯努利方程(2)：,在流体流动过程中，当温度升高时，声速也相应的提高，流体滞止时，温度达到最大，此时的声速也达到最大值，称滞止声速：,所以：对于完全气体的等熵过程有：,这样，可压缩流的柏努利积分常数之间就有如下关系：,下面我们引入临界状态的概念，由伯努利方程知道，动能与热能守恒，在绝热等熵流过程中，温度与速度之间有一种“互补”的关系，即速度V从0到Vmax变化，同时温度从T0到0变化，而声速与温度有关，也就是说，当速度从0变化到Vmax时，声速就从a0变化到0。设想沿某一条流线气流速度从0开

24、始加速到Vmax，这中间必然有一点，在这一点上有V=a，即当地的速度等于当地的声速，我们就称这样的状态为临界状态，这时的速度和声速分别记为Vcr，acr。,这样，可压缩流的柏努利积分常数之间就有如下关系：,在临界点Vcr=acr，将此点状态参数代入柏努利方程有：,可解得：,由上式可见，临界速度仅取决于滞止温度。,设我们的房间中的气体温度T=15=288K，K=1.4，V=0，p=1at。可求得：a=a0=340m/s，acr=310m/s，Vmax=756m/s。,在临界点Vcr=acr，将此点状态参数代入柏努利方程有： 可,四、马赫数，滞止参数与马赫数之间的关系,定义：流体质点的运动速度与当

25、地声速之比，称马赫数。,M1：超声速流动。也常说亚音速或超音速流动。,回到刚才的那条流线上，可知M数的变化范围0M，由空气动力学可以得到如下关系：我们不加以证明。,在空气动力学中，除马赫数外，还常使用速度系数，他的定义是：流体质点速度与临界速度之比。,四、马赫数，滞止参数与马赫数之间的关系 定义：流体质点的运动,速度系数：,因为在同一条流线上，Vcr和Vmax都是只与总温有关的滞止参数，是固定不变的值，而当地速度可以从0变到Vmax，因而速度系数的变化范围是：,设空气的温度为T=15=288K，当M=3时，可求得滞止温度：,这就是所谓的热障。在1960即已有超过热障的飞机。这就是SR-71和M

26、ig-25。,速度系数： 因为在同一条流线上，Vcr和Vma,第四节 气体动力学喷嘴流动,上一节介绍了完全气体作绝热可逆流动时的柏努利方程。该方程的意义是解决了流体作可压缩流动时，沿一条流线流动参数计算的问题。绝热是高速流动时最常见的现象。我们可以回忆例题1中容器小孔出流的问题，如果容器内的气体压力为p0，则出流速度为：,但此公式只能用来计算不可压流动，也就是说p不能太大，当出口速度超过100m/s后，我们就会想到上一节中的柏努利方程。但是这些方程的应用条件是“绝热可逆流动”，“绝热”容易满足，“可逆”则意味着在流动中不能有机械损失。因此对加速过程的流道设计必须要很仔细。那么，高速气体在流动通

27、道中的运动规律又是怎样的呢？,第四节 气体动力学喷嘴流动 上一节介绍,一、一维可压缩流动的基本控制方程,1、连续方程：,(1),上式就是一维流动微分形式的连续方程。也可以写为：,2、动量方程：理想流体的欧拉方程为,一、一维可压缩流动的基本控制方程1、连续方程：,对于一维定常流动：,(2),有：,此式建立了在流动过程中，流管截面积变化与速度变化之间的关系。而这种关系是与马赫数M有关的，当M1时，面积变化的方向与速度变化的方向相同。,对于一维定常流动：(2)有：此式建立了在流动过程中，流管截面,怎样理解这样一种现象呢，流动过程在亚音速和超音速时，速度与面积变化的规律为什么会不一样？二、流动中的压力

28、、密度变化 对于一个流管，连续方程VA=const是无条件成立的。对于不可压流，因=const，自然有AV。但如果流动是可压缩的，此时密度也是变量，当速度V变化时，比如V，如果密度的减小量较小，即 ，则需要A也减小A，使VA保持不变。但如果密度的减小更大 ，则需要A才能维持VA不变。 那么，密度的变化与速度变化之间的关系又是怎样的呢。,由动量方程：音速公式：,怎样理解这样一种现象呢，流动过程在亚音速和超音速时，速度与面,后式代入前式：,上式表明： 1、密度变化的方向恒与速度变化的方向相反。 2、M1时，密度的变化量大于速度的变化。因此决定了流管截面积在亚音与超音时的变化不同。 我们也可以导出压

29、力关系（自己证明）：,即压力的变化方向也是恒与速度的变化方向相反。,后式代入前式：上式表明：即压力的变化方向也是恒与速度的变化方,在工程上，我们将Vp的流管称之为喷管；而将V p的流管称之为扩压管。,三、喷管出口速度,回到我们一开始提出的问题，当容器内的压力很高时，求小孔出流的速度。设气流通过如图的喷管流出，流动是绝热可逆的，进口速度V1=V0，写出伯努利方程：,注意： ，代入有：,在工程上，我们将Vp的流管称之为喷管；,定义 为喷嘴的压比，由上式可知，当进口状态不变时，即p1、 1、T1不变时，喷嘴的出口流速仅与其压比有关。,在上式中，因p2 p1，有1，当p2或p1时， 导致V2；而当p2

30、0时， 0，V2 Vmax（理论上）。但是对于如图的渐缩喷管，因为流动截面积是不断减小的，所以喷管内流速的增加最多只能达到音速，这时音速出现在出口截面上。出口达到音速后，音速面后部的压力变化（扰动）不能再通过音速面影响其前面的流动，所以在渐缩喷管内出现超音速流动是不可能的。在喷管出口达到音速时的状态称为临界状态，此时的背压记为p2=pc，此时的压比称为临界压比c。,定义 为喷嘴的压比，由上式可知，当进口,在临界状态下，出口速度等于当地音速，出口压力等于临界压力，有：,由热力学关系的绝热过程方程，有：,以 代入上式，可解得：,在临界状态下，出口速度等于当地音速，出口压力等于临界压力，有,上式说明

31、，喷嘴的临界压比仅与流动工质（气体）的比热比有关，是一个物性参数。 在喷嘴流动的过程中，当进口压力一定而降低背压时，压力与速度的变化如图所示。当背压降低达到临界压力后，喷嘴出口速度达到音速，继续降低背压不能使出口喷嘴速度进一步增加，流体力学称这一状态为壅塞状态。此时的流量也不再改变。如果维持出口压力不变而提高进口压力，变化曲线的趋势是一致的。在进口压力高于临界压比所对应的压力后，喷嘴出口速度达到音速，进一步提高进口压力也不能使出口速度增加，但此时，流量会正比于进口压力的提高而提高。这是需要引起注意的。,如果要使喷管出口速度达到超音速（M1），则在音速截面后部的喷管截面积应该是增大的，这种由渐缩

32、渐扩段组成的喷管称为拉瓦尔喷管。,上式说明，喷嘴的临界压比仅与流动工质（气体）的比热比有关，是,四、拉瓦尔喷管,喷管如果要实现加速亚音速气流到超音速，则必须由收缩段和扩张段两部分组成，如图所示。沿流动方向截面积先由大变小，再由小变大。转变处的截面积最小，称为喉部。仍考虑进口压力不变，背压减小的情况，流动状态的变化如图所示。p2=p1时管内压力相等，无流动。随着p2的降低，管内出现亚音速流动，喉部压力最低，当喉部压力降低到等于临界压力时，在此流速达到音速，以后再降低背压均不会影响喉部以前的流动状态，流量也不再增加。,在以后的喉部下游可以有两种连续的等熵流动，一个为减速的亚音速流，在出口p2=pc

33、e1，M=Mce11。而在pce1p2pce2之间的背压会导致如图所示复杂的流动。,四、拉瓦尔喷管 喷管如果要实现加速亚音速气流到,例：已知渐缩喷管内流动的是空气，其进口压力p1=1105Pa，密度=1.23kg/m3，喷管出口直径d=0.05m，空气k=1.4，当出口背压分别为p2=0.96105Pa、0.75105Pa、0.45105Pa时，求喷嘴的出口速度及体积流量。解：分别求得喷嘴压比： 1=0.96、2=0.75、 3=0.45 又c=0.528，知1、 2 c， 3 c喷嘴出口速度：,例：已知渐缩喷管内流动的是空气，其进口压力p1=1105P,流量：,流量：,第五节 气体动力学激波与膨胀波简介,一、小扰动波,第五节 气体动力学激波与膨胀波简介一、小扰动波,二、正激波,二、正激波,三、小扰动波的传播,三、小扰动波的传播,四、普朗特迈耶流动,四、普朗特迈耶流动,五、波的反射与相交,膨胀波的反射,膨胀波的相交,五、波的反射与相交膨胀波的反射膨胀波的相交,膨胀波与压缩波在自由面上的反射,膨胀波与压缩波在自由面上的反射,伯努利方程及其应用课件,激波在壁面上的反射,激波在自由面上的反射,激波在壁面上的反射激波在自由面上的反射,激波的相交,激波与膨胀波的相交,激波的相交激波与膨胀波的相交,