窑炉系统内的气体流动.ppt

2.2.5 极限流速及临界速度 极限流速（p2 ? 0，即向真空喷出）： 此时，Qm=0 (真空状态下气体的密度趋于零) 实际上因绝对真空是不可能达到的，所以气 体的喷出速度也不可能达到极限速度。 环境压强从pa=ps开始可连续调低，出口断面 压强为p2（p2又称背压或反压）。实验发现： 开始时， p2随pa的?而? ，并保持p2＝pa;当pa降 至某一值后， p2不再随pa的降低而变低，而是 保持一定值不变（并高于环境压强，即p2pa ） wmax ?cr w Qm A B C D E F G W2=f1(p2/ps) Qm=f2(p2/ps) Qm,max 临界状态是流量最大状态 此时：w2 = w2,cr= a （等于当地音速） ?cr = p2,cr/ps （临界压强比） 拥塞效应——流量达到一 定值后，流速不再随压强 比的减小而继续增大的现 象。 由流量方程对压强比（?）求导并令其等于零 同理可推得： 即令： 得： （2）温度比 （3）音速比 （4）临界流速 （5）最大流量 （1）密度比 * 陕西科技大学材料科学与工程学院 材料热工基础 |窑炉系统内的气体流动 * 陕西科技大学材料科学与工程学院 §1-2 窑炉系统内的气体流动 窑炉系统内的气体流动主要有三种类型： （1）不可压缩气体的流动，? = const （2）可压缩气体的流动， ? ? const （3）射流（流股） 1 不可压缩气体的流动 在高温窑炉中，由于气体的组成、温度 和压力的变化，气体的密度是渐变的。但若 截取某一有限单元体，如水平炉膛、垂直通 道、局部孔口等作为研究对象，则可视为恒 密度（不可压缩）气体的流动。 即当温度波动大时，取等温段分段考虑。 1.1 气体通过炉墙小孔的溢出和吸入 如图 列1-1至2-2截面伯氏方程： (3) ∵ p2 = pa ∵是水平流动（Z1=Z2），且气体 通过小孔时压差很小（?1=?2） (2) ∵ F2 ? F1 ? w1 ? w2，w1? 0 ∴ hk1 ? 0 ∴ hge1 = hge2 ∴ hs2 = 0 [分析] 因此上面伯式可改写成： hs1 = hk2 + ∑hL, 1-2 =(1+ξ) hk2 ∴ 溢气量： 流量系数：? = ? ? 其中： 缩流系数：? =F2/F 速度系数： 同理，当hs10时，1-1截面为负压，计算时 取绝对值，书写时以“吸入”区别于“溢出”， （即此时是对冷空气列伯氏方程）： 吸气量： （P13页表1-3） 推论：设零压面在下面，约定上游在窑内， 下游在窑外，进一步讨论距零压面以上高度 Z 处炉墙小孔的溢气情况： 则：由上下垂直方向的静力学方程（设基准面 在Z高度处)： hge(零压面)= hs(Z高度处)＝hk2 此推论可解决炉门问题! 即： Z(?a- ?)g = pZ -pa = 1.2 气体通过炉门的溢出和吸入 炉门中心线 零压面 Z dZ Z1 Z2 Z0 B H 炉门宽 B，高 H，微元面积：dF= BdZ 通过微元面的溢气量: 整个炉门的溢气量： 将上式中的流量系数看作常数（整个炉门的平 均流量系数 ? ），则炉门溢气量： （精确计算） 用牛顿二项式展开后得： ∴ （近似计算） [结论]：炉门越宽、越高，漏气量越大。 吸入问题以此类推。 1.3 分散垂直气流法则 水平方向温差： ?t = t 1- t 2 加热时，气流向下流， ?t 冷却时，气流向上流， ?t 如图：并联通道，设为等径(等截面)，热气体 1 1 2 2 A B ∵ 等截面，hk1 = hk2 ∴ - ?hs= ?h ge + ?h L.1-2 又∵ A、B两通道是并联的 ∴ A、B两通道静压差相等 即: - ?h sA = - ?hsB 列1-1至2-2截面的伯氏方程为： 即：A、B两通道流量（温度）分布相等的 必要条件是——二者的总阻力相等。 ＝ ？ ∴ 当h ge? ?h L.1-2时，温度是否分布均匀决定于： 则：?A?B 假设扰动，使tA tB ，即A通道推动力 QVA QVB tA 直至tA= tB 相反，若气体自下而上流动(此时几何压头 是推动力)，则当发生扰动使tA tB 时： ?A?B QVA QVB tA ，即A通道阻力 结论: （1）烟气(热气体)加热制品时，热气体从 上向下走叫“倒焰”(此时几何压头为阻力)， 水平温差小