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1、流体流动课件本讲稿第一页，共一百一十八页1.1.1 流体流动的考察方法 气体合液体统称为流体。流体是由大量的彼此间有一定间隙的单个分子所组成。不同的考察方法对流体流动情况的理解也就不同。在物理化学重（气体分子运动论）是考察单个分子的微观运动，分子的运动是随机的、不规则的混乱运动，在某一方向上有时有分子通过，有时没有。因此这种考察方法认为流体是不连续的介质，所需处理的运动是一种随机的运动，问题将是非常复杂的。本讲稿第二页，共一百一十八页(1)连续性假设n 在化工原理中是考察液体质点的宏观运动，流体质点是由大量分子组成的流体微团，其尺寸远小于设备尺寸，但比起分子自由路程却要大的多。这样，可以假定流

2、体是有大量质点组成、彼此间没有间隙、完全充满所占空间连续介质。流体的物性及运动参数在空间作连续分布，从而可以使用连续函数的数学工具加以描述。n 在绝大多数情况下流体的连续性假设是成立的，只是高真空稀薄气体的情况下连续性假定不成立。本讲稿第三页，共一百一十八页（2）流体运动的描述方法 拉格朗日法 选定一个流体质点，对其跟踪观察，描述其运动参数（位移、数度等）与时间的关系。可见，拉格朗日法描述的是同一质点在不同时刻的状态。欧拉法 在固定的空间位置上观察 流体质点的运动情况，直接描述各有关参数在空间各点的分布情况合随时间的变化，例如对速度u，可作如下描述：可见，欧拉法描述的是空间各点的状态及其与时间

3、的关系。本讲稿第四页，共一百一十八页（4）流线与轨线n流线是采用欧拉法考察的结果，流线上各点的切线表示同一时刻各点的速度方向。如图1所示。流线上四个箭头分别表示在同一时间四个不同空间位置上a、b、c、d、四个流体质点（不是真正几何意义上的点，而是具有质点尺寸的点）的速度方向。由于同一点在指定某一时刻只有一个速度，所以各流线不会相交。n轨线 是采用拉格朗日法考察流体运动所的的结果，轨线是某一流体质点的流动轨迹，轨线上各点表示同一质点在不同时刻的空间位置。显然，轨线与流线是完全不同的。轨线描述的是同一质点在不同时，间的位置，而流线表示的则是同一瞬间不同质点的速度方向。本讲稿第五页，共一百一十八页（

4、1）体积力（质量力）n与流体的质量成正比，对于均质的流体也与流体的体积成正比。如流体在重力场中运动时受到的重力就是一种体积力，Fmg。本讲稿第六页，共一百一十八页（2）表面力 n与流体的表面积成正比。若取流体中任一微小的平面，作用于其上的表面力可分为 垂直与表面的力P，称为压力。单位面积上所受的压力称为压强p。1MPa（兆帕）106Pa（帕斯卡）注意：国内许多教材习惯上把压强称为压力。平行于表面的力F，称为剪力（切力）。单位面积上所受的剪力称为应力。本讲稿第七页，共一百一十八页（3）牛顿粘性定律 式中：流体的粘度，Pa.s（N.s/m2）;法向速度梯度，1/s。本讲稿第八页，共一百一十八页流体

5、与固体的力学特性两个不同点n不同之一：固体表面的剪应力剪切变形（角变形）d;流体内部的剪应力剪切变形速率（角变形速率）（见图13）。n不同之二 静止流体不能承受剪应力（哪怕是非常微小的剪应力）和抵抗剪切变形。固体可以承受很大的剪应力和抵抗剪切变形。本讲稿第九页，共一百一十八页流体的剪应力与动量传递n根据牛顿粘性定律，对一定，;，n流动的流体内部相邻的速度不同的两流体层间存在相互作用力，即速度快的流体层有着拖动与之相邻的速度慢的流体层向前运动的力，而同时速度慢的流体层有着阻碍与之相邻的速度快的流体层向前运动的力n流体内部速度不同的相邻两流体层之间的这种相互作用力就称为流体的内摩擦力或粘性力F，单

6、位面积上的F即为 本讲稿第十页，共一百一十八页粘度的单位及换算关系nSI制：nCGS制：cP（厘泊）n运动粘度 SI制的单位为n粘度又称为动力粘度。本讲稿第十一页，共一百一十八页的变化规律n液体：f（t），与压强p无关，温度t，n气体：p40atm时f（t）与p无关，温度t，n0，流体无粘性（理想流体，图1-5，实际不存在）本讲稿第十二页，共一百一十八页的变化规律n服从牛顿粘性定律的流体称为牛顿型流体（大多数如水、空气），本章主要研究牛顿型流体的流动规律，非牛顿型流体（血液、牙膏等）的与速度梯度 关系见本章第8节。如图1-4：u半径r处的点速度，m/s 本讲稿第十三页，共一百一十八页1.1.3

7、流体流动中的机械能（1）内能（2）位能（3）动能（4）压强能 n 机械能（位能、动能、压强能）在流动过程可以互相转换，亦可转变为热或流体的内能。但热和内能在流体流动过程不能直接转变为机械能而用于流体输送。本讲稿第十四页，共一百一十八页（1）内能 n内能是贮存于液体内部的能量，是由于原子与分子的运动及其相互作用存在的能量。因此液体的内能与其状态有关。内能大小主要决定于液体的温度，而液体的压力影响可以忽略。n单位质量流体所具有的内能Uf（t），J/Kg 本讲稿第十五页，共一百一十八页（2）位能 n在重力场中，液体高于某基准面所具有的能量称为液体的位能。液体在距离基准面高度为z时的位能相当于流体从基

8、准面提升高度为z时重力对液体所作的功n单位质量流体所具有的位能gz 本讲稿第十六页，共一百一十八页（3）动能 n液体因运动而具有的能量，称为动能 n单位质量流体所具有的动能本讲稿第十七页，共一百一十八页（4）压强能 n流体自低压向高压对抗压力流动时，流体由此获得的能量称为压强能 n单位质量流体所具有的压强能 v流体的比容（比体积），本讲稿第十八页，共一百一十八页1.2.1静压强在空间的分布n（1）静压强 n（2）流体微元的受力平衡 n（3）平衡方程在重力场中的应用本讲稿第十九页，共一百一十八页（1）静压强 n空间各点pf（x,y,z）n某一点不同方向上的压强在数值上相等，为什么？本讲稿第二十页

9、，共一百一十八页（2）流体微元的受力平衡 n如图16所示，作用于立方体流体微元上的力有两种 表面力 体积力本讲稿第二十一页，共一百一十八页表面力nabcd表面的压力（N）为：nabcd表面的压力（N）为：n对于其他表面，也可以写出相应的表达式 本讲稿第二十二页，共一百一十八页体积力n设单位质量流体上的体积力在x方向的分量为x（N/Kg），则微元所受的体积力在x方向的分量为 ，该流体处于静止状态，外力之和必等于零、对x方向，有：n与x方向相同的力取“”号，相反取“”号 本讲稿第二十三页，共一百一十八页体积力n上式两边同除以 得：n同理 本讲稿第二十四页，共一百一十八页体积力n若将该微元流体移动d

10、l距离，此距离对x,y,z轴的分量为dx、dy、dz，将上列方程组分别乘以dx、dy、dz并相加得：n表示两种力对微元流体作功之和为零。本讲稿第二十五页，共一百一十八页体积力n由于静止流体压强仅与空间位置有关，即与时间无关。所以上式左侧括号内即为压强的全微分，于是：（流体平衡的一般表达式）n式中：压力作的功 体积力作的功本讲稿第二十六页，共一百一十八页（3）平衡方程在重力场中的应用n如流体所受的体积力仅为重力，并取z轴方向与重力方向相反，则：X=0,Y=0,Z=-g 将此式代入流体平衡的一般表达式有 本讲稿第二十七页，共一百一十八页（3）平衡方程在重力场中的应用n设流体不可压缩，即密度与压力无

11、关，可将上式积分得：n对于静止流体中任意两点1和2，如图1-7所示：或 本讲稿第二十八页，共一百一十八页（3）平衡方程在重力场中的应用n必须指出，以上各式仅适用于在重力场中静止的不可压缩流体。n静压强仅与垂直位置有关，而与水平位置无关。这是由于流体仅处于重力场中的缘故。n流体中，液体的密度随压强的变化很小，可以认为是不可压缩的流体；气体则不然，具有较大的可压缩性，原则上上式不成立，但是若压强的变化不大，密度可近似地取其平均值而视为常数时，以上各式仍可用。本讲稿第二十九页，共一百一十八页（1）流量n单位时间内流过管道某一截面的物质量称为流量。一般有体积流量 和质量流量 两种表示方法。n 与 的关

12、系为：式中：流体的密度，本讲稿第三十页，共一百一十八页（2）平均流速（简称流速）un单位时间内流体在流动方向上所流过的距离称为流速u（m/s）。式中：A垂直于流动方向的管截面积 n已知速度分布 的表达式，求平均流速：本讲稿第三十一页，共一百一十八页（4）质量守恒方程n取截面1-1至2-2之间的管段作为控制体（欧拉法，截面固定）本讲稿第三十二页，共一百一十八页（4）质量守恒方程n定态流动时n对不可压缩流体n对圆形截面管道 本讲稿第三十三页，共一百一十八页1.3.2 机械能守恒n根据牛顿第二定律固体质点运动，无摩擦（理想条件）机械能位能动能常数n流体流动，无摩擦（理想流体，无粘性0、F0、0）机械

13、能位能动能压强能常数n单位质量流体所具有的机械能本讲稿第三十四页，共一百一十八页1.3.2 机械能守恒（1）沿轨线（拉格朗日考察法，是某一流体质点的轨迹）的机械能守恒n立方体微元所受各力平衡（静止）：n在运动流体中，立方体微元表面不受剪应力，微元受力与静止流体相同，但受力不平衡造成加速度，即：n设流体微元在dt时间力位移dl，它在x轴上的分量位dx，将dx乘上式各项得：本讲稿第三十五页，共一百一十八页1.3.2 机械能守恒n同理在y，z方向上有：n以上三式相加得本讲稿第三十六页，共一百一十八页1.3.2 机械能守恒n若流体仅在重力场中流动，取z轴垂直向上，则：X=0,Y=0,Z=-g 上式成为

14、：对不可压缩流体，常数，积分上式得：上式适用于理想流体（0），沿轨线机械能守恒。本讲稿第三十七页，共一百一十八页1.3.2 机械能守恒n(2)沿流线（欧拉考擦法，固定截面上考擦）的机械能守恒定态流动，流线与轨迹线重合，上式仍适用。n(3)理想流体管流的机械能衡算 理想流体（0，0，无阻力损失）或 本讲稿第三十八页，共一百一十八页1.3.2 机械能守恒n(4)实际流体管流的机械能衡算 n实际流体（）n (1-42)n习惯上也把上式称为实际流体的柏努利方程或扩展了的柏努利方程。本讲稿第三十九页，共一百一十八页1.3.2 机械能守恒n(5)柏努利方程的应用 重力射流 压力射流n(6)柏努利方程的几何

15、意义 以单位重量流体为衡算基准，有：理想 实际流体（）以单位体积位衡算基准,有：本讲稿第四十页，共一百一十八页1.4.2 湍流的基本特征n n 一般了解（自学）n（3）湍流粘度 湍流时，动量传递不仅起因于分子运动，且来源于流体质点的横向脉动，故不服从牛顿粘性定律，如仍希望用其形式，则：(1-61)本讲稿第四十一页，共一百一十八页1.4.3 边界层及边界层脱体（分离）n（1）边界层 流体在平板上流动是的边界层 管流时的边界层n（2）湍流时的层流内层和过渡层 不管是平板上的流动还是管内流动，若流体主体为湍流，都可分为以下几个区域：湍流区（远离壁面的湍流核心）层流内层（靠近壁面附近一层很薄的流体层）

16、过渡层（在湍流区和层流区之间）n（3）边界层的分离现象 本讲稿第四十二页，共一百一十八页1.4.4 圆管内流体运动的数学描述（1）流体的力平衡n左端面的力 n右端面的力 n外表面的剪切力 n圆柱体的重力 n因流体在均匀直管内作等速运动，各外力之和必为零，即：本讲稿第四十三页，共一百一十八页（2）剪应力分布n将 、代入上式，并整理:此式表示圆管中沿管截面上的剪应力分布。n剪应力分布与流动截面的几何形状有关，与流体种类、层流或湍流无关，即对层流和湍流皆适用。1.4.4 圆管内流体运动的数学描述本讲稿第四十四页，共一百一十八页(2)剪应力分布 ，其值最大。本讲稿第四十五页，共一百一十八页1.4.4

17、圆管内流体运动的数学描述（3）层流时的速度分布n层流时 服从牛顿粘性定律：n管中心r0，所以 本讲稿第四十六页，共一百一十八页1.4.4 圆管内流体运动的数学描述n（4）层流时的平均速度和动能校正系数n可得 2 本讲稿第四十七页，共一百一十八页1.4.4 圆管内流体运动的数学描述（5）湍流时的速度分布 层流 湍流 不是物性，其值与Re及流体质点位置有关，故湍流时速度分布不能像层流一样通过流体柱受力分析从理论上导出，只能将试验结果用经验式表示：本讲稿第四十八页，共一百一十八页（5）湍流时的速度分布n n与Re有关，在不同Re范围内取不同的值：n不论n取1/6或1/10，湍流的速度分布可作如下推想

18、：近管中心部分剪应力不大而湍流粘度数值很大，由式（1-61）可知湍流核心处的速度梯度必定很小。而在壁面附近很薄的层流内层中，剪应力相当大且以分子粘度 的作用为主；但 的数值又远较湍流核心处 的 为小，故此薄层中的速度梯度必定很大。图1-32表示湍流时的速度分布。Re数愈大，近壁区以外的速度分布愈均匀。本讲稿第四十九页，共一百一十八页（6）湍流时的平均速度及动能校正系数 n取 积分：u与 的关系与n有关 n以后计算不论层流还是湍流均取 本讲稿第五十页，共一百一十八页1.5.1两种阻力损失n（1）直管阻力和局部阻力n（2）阻力损失表现为流体势能的降低 由式（142）（无外加机械能），（等径）阻力损

19、失主要表现为流体势能的降低，既 ；只有水平管道 （），才能以 代替 表达 。本讲稿第五十一页，共一百一十八页1.5.1两种阻力损失n（3）泛流时的直管阻力损失 (1-73)本讲稿第五十二页，共一百一十八页1.5.2 湍流时直管阻力损失的试验研究方法因次分析法n（1）析因试验寻找影响过程的主要因素（靠初步试验和经验）n（2）规划试验减少试验工作量，试验结果易总结整理，有物理意义。正交设计法，因次分析法等。因次分析法将物理量因次抽出分析，将影响过程的物理量组合成几个无因次的数群，数群的数目将少于自变量的数目，试验工作量减少，但数群前的系数及各数群的指数因次分析法无法确定，仍要靠试验确定，这种研究方

20、法就是在绪论课中提到的半经验半理论的研究方法。本讲稿第五十三页，共一百一十八页1.5.2 湍流时直管阻力损失的试验研究方法因次分析法n因次分析法的基础是：任何物理方程的等式两边或方程中的没一项均具有相同的因次，此称为因次和谐或因次一次性。从这一基本点出发，任何物理方程都可以转化成无因次形式。n式（1-73）可以写成如下形式 （1-75）式中没一项都为无因次项，称为无因次数群。n未作无因次处理前，层流时阻力的函数为：(1-76)作无因次处理后，可写成 (1-77)本讲稿第五十四页，共一百一十八页1.5.2 湍流时直管阻力损失的试验研究方法因次分析法n 对照式（1-74）与式（1-75），不难推测

21、，湍流时的式（1-74）也可写成如下的无因次形式 经变量组合和无因次化后，自变量数目由原来的6个减少到3个。n尤其重要的式，若按式（1-74）进行实验时，为改变 ，实验中必须换多种液体；为改变d，必须改变实验装置。而应用因 次分析所得的式（1-78）指导实验时，要改变 只需改变流 速；要改变 ，只需改变测量段的距离，即两测压点的距离。这是一个极为重要的特性，从而可以将水、空气等的实验结果推广应用于其他流体，将小尺寸模型的实验结果应用于大型装置。本讲稿第五十五页，共一百一十八页1.5.2 湍流时直管阻力损失的试验研究方法因次分析法n（3）数据处理实验结果的正确表达 n获得无因次数群后，各无因次数

22、群之间的函数关系仍需由实验并经分析去定。方法之一是将各无因次数群 之间的函数关系近似地用幂函数的形式表达 n （1-79）n此函数可线性化为n此后不难将 的实验值，用线性回归的方法求出系 数 的值，同时也检验了是（1-79）的函数形式是否适用。对式（1-78）而言，根据经验，阻力损失与管长成正比，该式可改写为 本讲稿第五十六页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n由以上分析可知，直管阻力损失，无论式层流还是湍流，都与雷诺数、速度的平方以及 有关。因此，我们可以将其写成以下统一的表达式：n（1）统一的表达式 或 或 是Re和相对粗糙度的函数，即 本讲稿第五十七页，共一百一十八页1.5

23、.3 直管阻力损失的计算式n（2）摩擦系数 层流 当 时，流体在管内作层流流动，由式 可以得到 。湍流 当 时，或流体作湍流流动时，前人通过大量的实验，得到了各种各样的 的关联式 如书上的式（1-85）：此式由于在等式的左、右两边都有，因此要用此式要进行迭代，不方便。本讲稿第五十八页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n下面我们介绍另外1个公式：n当流体在光滑管中运动时，的影响可忽略，我们可以用 柏拉修斯公式：适用范围 顾毓珍公式：适用范围 本讲稿第五十九页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n(3)摩擦因数图 前面学过的摩擦因数 ，除了层流时 和光 滑管的柏拉修斯公式

24、 比较简单外，其余各公 式都比较复杂，用起来比较不方便。在工程计算中为了避免试差，一般是将通过实验测出的 与 和 的关系，以 为参变量，以 为纵坐标，以 为横坐标，标绘在双对数坐标纸上。如图1-34所示，此图称为莫狄摩擦因数图。本讲稿第六十页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n由图可以看出，摩擦因数图可以分为以下五个区：层流区：，与 无关，与 成直线关系，即 。则流体的流动阻力损失与流速的关系为 过渡区。在此区内，流体的流型可能是层流，也可能是湍流，视外界的条件而定，在管路计算时，为安全起见，对流动阻力的计算一般将湍流时的 曲线延伸查取的 数值。本讲稿第六十一页，共一百一十八页1

25、.5.3 直管阻力损失的计算式 湍流粗糙管区 及虚线以下和光滑管 曲线以上的区域。这个 区域内，管内流型为湍流，因此 。由图中曲线分析可 知，当 一定时，；当 一定时，。湍流光滑管区 时的最下面一条 曲线。这是管内流型为湍流。由于光滑管表面凸起的高度很小，因此 与 无关，而仅 与 有关。当 时，。本讲稿第六十二页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式 完全湍流区阻力平方区 图中虚线以上的区域。此区域内 曲线近似为水平线，即 与 无关，只于 有关，。这是由于 增加至这一 区域，层流底层厚度 ，凸出的部分都伸到湍流主体中，质点的碰 撞更加剧烈，时流体中的粘性力已不起作用。固包括 的 不再

26、影响 的大小。此时压力降(阻力损失)完全由惯性 力造成的。我们把它称为完全湍流区。对于一定的管道，为定 值，常数，由范宁公式 。所以完全湍流区又 称阻力平方区。由图可知，达到阻力平方区的 本讲稿第六十三页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n粗糙度对 的影响 由 可以看出，除流型对 有影响外，管壁的粗糙度 对 也有影响，但其影响因流型不同而异。流体输送用的管道，按其材料的性质和加工情况大致可以分为二类：光滑管：玻璃管、黄铜管、塑料管 粗糙管：钢管、铸铁管、水泥管本讲稿第六十四页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n管壁粗糙度可用：绝对粗糙度 （指壁面凸出部分的平均高度）

27、相对粗糙度 相同的管道，直径 不同，对 的影响就不同。故一般用相对 粗糙度 来考虑对 的影响。层流：层流时，管壁上凹凸不平的地方都被有规则的流体层所覆盖，而流速又比较缓慢，流体质点对管壁凸出部分不会有碰撞作用，所以层流时 与 无关，粗糙度的大小并未改变层流的速度分布和内摩擦规律。本讲稿第六十五页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式 湍流时，前面我们已知道，湍流时靠管壁处总是存在一层层流 内层，其厚度设为 ，若 ，则此时管壁粗糙度对 的影响 与层流相近，若 则管壁突出部分便伸入湍流区与流体质点 发生碰撞，便湍流加剧，此时 对 的影响便成的主要因素。越大，层流内层越薄，这种影响越显著。

28、当 增大到一定程度，层流内层薄得使表面得凸出完全暴露在湍流区内，则在增大 ，只要 一定，就一定了，此时就进入了阻力平方区，即阻力损失 与 成正比：。本讲稿第六十六页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式 n实际管得当量粗糙度 管壁粗糙度对阻力系数 的影响首先是在人工粗糙管中测定得。人工粗糙管是将大小相同得砂粒均匀地粘着在普通管壁上，认为 地造成粗糙度，因而其粗糙度可以精确测定。工业管道内壁得凸 出物形状不同，高度也参差不齐，粗糙度无法精确测定。实践上 通过试验测得阻力损失并计算 值，然后由图1-34反求处相当得 相对粗糙度，称为实际管道得当量相对粗糙度。由当量相对粗糙 度可以求出当量

29、得绝对粗糙度 。本讲稿第六十七页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n非圆形管得当量直径 前面讨论得都是圆形管道。在工业生产中经常会遇到非圆形截面 得管道或设备。如套管换热器环隙，列管换热器管间，长方形得 通分管等。对于非圆形管内的流体流动，必须找到一个与直径 相当的量，使 、等才有可能进行计算，为此类似当量粗糙 度引入当量直径的概念，以表示非圆形管相当与直径为多少的圆 形管。当量直径用 表示 我们来一下圆管的直径：内径为 ，长为 ，其内部可供流体流过的体积为 ，其被润 湿的内表面积为 ，因此有下列关系:本讲稿第六十八页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n对非圆形管：

30、可以类比上式而得到其当量直径为：对长 ，宽 为的矩形管道 当 时，此式误差比较大。对于外管内径为 ，内管外径为 的套管环隙 本讲稿第六十九页，共一百一十八页1.5.3 直管阻力损失的计算式n当量直径的定义是经验性的，并无充分的理论依据。将求阻力损 失中的 改成 即可求；但对于层流流动图1-34中的层流摩擦 因数图不可用。因为查图得到的 不可靠。可用下式求 套管环隙。正方形截面。长为 ，宽为 的矩形截面：时，；时，。注：非圆形管道的截面积不能用 求，还有 ，也不能用 求 本讲稿第七十页，共一百一十八页1.5.4局部阻力的损失 化工管路中的管件种类繁多，常见的管件如表1-2所示。流体流 过各种管件

31、都会产生阻力损失。和直管阻力的沿程均匀分布不同，这种阻力损失是由管件内的流道多变所造成，因而称为局部阻力损失。局部阻力损失是由于流道的急剧变化使流动边界层分离，所产生的大量漩涡，使流体质点运动受到干扰，因此即使流体在直管内是层流流动，但当它通过管件或阀门时也是很容易变成湍流。突然扩大与突然缩小 局部阻力损失的计算 本讲稿第七十一页，共一百一十八页1.5.4局部阻力的损失突然扩大与突然缩小 突然扩大 流体流过如图所示的突然扩大管道时，由于流股离开壁面成一射流注入了扩大的截面中，然后才扩张道充满整个截面。由于流道突然扩大，下游压强上升，流体在逆压强梯度下流动，射流与壁面间出现边界层分离，产生漩涡，

32、因此有能量损失。突然缩小 突然缩小时，流体在顺压强梯度下流动，不致于发生边界层脱离现象，因此在收缩部分不会发生明显的阻力损失。但流体有惯性，流道将继续收缩至A-A面后又扩大。这时，流体在逆压强梯度下流动，也就产生了边界层分离和漩涡。因此也就产生了机械能损失，由此可见，突然缩小造成的阻力主要还在于突然扩大。本讲稿第七十二页，共一百一十八页1.5.4局部阻力的损失局部阻力损失的计算 在湍流情况下，为克服局部阻力所引起的能量损失，是一个复杂的问题，而且管件种类繁多，规格不一，难于精确计算。通常要用以下两种方法：阻力系数法 近似地将克服局部阻力引起的能量损失表示成动能 的一个倍 数。这个倍数称为局部阻

33、力系数，用符号 表示，即 突然扩大的阻力系数可从表1-2查得，也可用式 来求。突然缩小的阻力系数也可从表1-2查得，也可用式 来求。本讲稿第七十三页，共一百一十八页1.5.4 局部阻力的损失下面有两种极端情况：n流体自管出口进入容器，可看作很小的截面突然扩大道很大的截 面，相当于突然扩大时 的情况，故管出口 ，n流体自容器流进管的入口，是自很大的截面突然缩小到很小的截 面，相当于突然缩小时 的情况，故管入口 ，本讲稿第七十四页，共一百一十八页1.5.4局部阻力的损失当量长度法 把流体流过某一管件或阀门的局部阻力折算成相当于流过一段与它直径相同，长度为 的直管阻力。所折算的直管长度称为该管件或阀

34、门的当量长度，以 表示，单位为m。那么局部阻力损 失为：，见图1-38管件和阀门的当量长度的共线图。如闸阀1/2关时，管径为60mm时的当量长度，由图上得 。n注：上述求局部阻力中的速度 是用小管截面的平均速度。本讲稿第七十五页，共一百一十八页1.5.4局部阻力的损失n显然，上述两种方法在计算局部阻力时，由于与定义不同，从而使两种计算方法所得的结果不会一致，它们都是工程计算中的近似估算值。由此，管路的总阻力损失的直管阻力损失与局部阻力损失之和，即 或 有时，由于 或 的数据不全，可将两者结合起来混合应用，即 当管路由若干直径不同的管段组成是，由于各段的流速不同，此时管路的总能量损失应分段计算，

35、然后再求和。本讲稿第七十六页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算n简单管路是指灭有分支或汇合的单一管路。在实际计算中碰到的有三种情况：一是管径不变的单一管路；二是不同管径的管道串联组成的单一管路；三是循环管路。n在简单管路计算中，实际是连续性方程，机械能衡算式和阻力损失计算式的具体运用。即联立求解这些方程：连续性方程：机械能衡算式:摩擦系数计算式(或图):本讲稿第七十七页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算n下面我们先分析一下管径不变的简单管路计算 等径管路计算 如图所示为一管径不变的管路。当被输送的流体已定，其物性，已定，上面给出的三个方程中已包含有9个变即 (或 )从数学上知道，需给定

36、6独立变量，才能解出3个未知 量。由于已知量与未知量情况不同，因而计算的方法有所不同。工程计算中按管路计算的目的可分为设计型计算与操作型计算两 类。本讲稿第七十八页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算 简单管路的设计型计算 设计型计算是给定输送任务，要求设计经济上合理的管路。典型的设计型命题如下：n设计要求：为完成一定量的流体输送任务 ，需设计经济上合理 的管道尺寸（一般指管径 ）及供液点所提供的势能 。n给定条件：、（需液点的势能）、管道材料及管道配件 (或 )等5个量。在以上命题中只给定了5个变量，上述三个方程求4个未知量 仍无定解。要使问题有定解，还需设计者另外补充一个条件，这 是设计

37、型问题的主要特点。本讲稿第七十九页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算 对以上命题剩下的4个待求量是：。工程上往往是 通过选择一流速 ，继而通过上述方程组达到确定 与 的目的。由于不同的 对应一组不同的 、，设计者的任务在于选择一 组经济上最合适的数据，即设计计算存在变量优化的问题。什么 样的数据才是最合适的呢？对一定 ，与 成反比，设备费用，但 使流动阻力，操作费用；反之，设备费用，但 使流动阻力，操作费用。因此，必存在一最佳流速 ，使输送系统的总费用（设备费用操作费用）最小。原则上说可以通过将总费用作为目标函数，通过取目标函数的最小值来求出最优管径（或流速），但对于车间内部规模较小的管路

38、设计问题，往往采取P50，表1-3列出经验流速以确定管径再根据管道标准进行调整。本讲稿第八十页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算n注：再选择流速时，应考虑流体的性质。粘度较大的流体（如油类）流速应取得低；含有固体悬浮物的流体，为了防止管路的堵塞，流速不能取得太低。密度较大的液体，流速应取得低，而密度小的液体，流速则可取得壁液体大的多。气体输送中，容易获得压强的气体，流速可以取高些；而一般气体输送的压强不易获得，流速不宜取太高。还有对于真空管路，流速的选择必须保证产生的压降 低于允许值。管径的选择也要受到结构上的限制，如支撑再跨距5m以上的普通钢管，管径不应小于40mm。本讲稿第八十一页，共

39、一百一十八页1.6.1简单管路计算例10-11 钢管总长为100m，200C的水在其中的流率为27m3/h。输送过程中允许摩擦阻力为40J/kg，试确定管路的直径。解：本题为简单管路的设计型计算问题，待求量为管径 。由于 未知，即使 已知，也无法求，无法计算，不能确定，故须用试差法计算。根据题给条件，有 将 代入上式并整理，得本讲稿第八十二页，共一百一十八页例10-11 200C水的密度 为1000kg/m3，粘度 为1.005cP（200C水的粘度是一个很特殊的数据，许多出题者不会将200C水的 作为已知条件给出，读者必须记住，近似计算可将其取为1cP）。把已知数据代入 表达式，得 粗糙管湍

40、流时 可用下式计算 本题取管壁绝对粗糙度 =0.2mm=0.210-3m，湍流时 值约在0.02 0.03左右，故易于假设 值，而管径 的变化范围较大,不易假设。本题设初值 =0.028，由式(a)求出 ，再由式(b)求出 ，计算相对粗糙度 ,把 及 值代入式(c)求 ，比较 与初设入，若两者不符，则将 作为下一轮迭代的初值，重复上述步骤，直至 为止。表10-1为迭代结果。本讲稿第八十三页，共一百一十八页例10-11 表10-1 例10-11计算结果 经过两轮迭代即收敛，故计算的管道内径 为0.0788m，实际上市 场上没有此规格的管子，必须根据教材附录提供的管子规格选用 合适的标准管。本题输

41、送水，题目没有给出水压值，故认为水压 不会太高，根据教材提供的有缝钢管（即水、煤气管，最高承受 压力可达16kgf/cm2）规格，选用 普通水、煤气管，其具体尺寸 为 ，内径 。0.028 0.0797 1.192105 2.51103 0.0264 0.0018 0.0264 0.0788 1.207105 2.54103 0.0265 0.001 本讲稿第八十四页，共一百一十八页例10-11由于所选与计算不一致，必须验算采用此管时的摩擦阻力是否超过允许值。计算结果说明，采用 水、煤气管时的摩擦阻力小于允许值40J/kg，故认为所选的管子合适。本讲稿第八十五页，共一百一十八页1.6.1简单管

42、路计算简单管路的操作型计算 操作型计算问题是管路已定，要求核算在某给定条件下管路 的输送能力或某项技术指标。这类问题的命题如下：给定条件：等6个量；计算目的：求输送量 ；或 给定条件：等6个量；计算目的：计算的目的不同，命题中须给定的条件亦不同。但是，在各种操作型问题中，有一点是完全一致的，即都给定了6个变量，方程组有唯一解。在第一种命题中，由于 未知，未知，无法确定流型，不知道，必须用试差法求解。本讲稿第八十六页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算 先假设 或 （变化范围比 变化范围小，先假设 求解比较方便，因为一般情况下 ）；通常可取进入阻力平方区的 作为初值。,若 假设，则重新假设 进

43、行试差计算直至 假设 。若已知阻力损失服从平方或一次方定律时，则可以解析求解，无 需试差。（如层流，）。讲了这么多简单管路的操作型计算，下面我们通过两个例子 来说明。本讲稿第八十七页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算串联管路 由不同直径的管道串联组成的不等径管路。如图：对于不可压缩流体，由连续性方程得，其流过串联管路内各段得体积流量相等。串联管路的阻力损失等于各段管路阻力损失之和，即 本讲稿第八十八页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算循环管路的计算 如图所示，循环管路，在管路中任取一截面同时作为上游1-1截面和下游2-2截面，则 ,机械能衡算式化为：上式说明，对循环管路，外加的能量全部

44、用于克服流动阻力，这是循环管路的特点，后面解题时常用到。由以上分析我们可以看出：对于简单管路，通过各管段的质 量流量相等，对于不可压缩流体，体积流量相等；整个管路的阻 力损失等于各管段阻力损失之和。本讲稿第八十九页，共一百一十八页1.6.1简单管路计算本讲稿第九十页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 前面我们已经得到简单管路是没有分支或汇合的单一管路，它包括等径的、不等径的以及循环管路，那么对于有分支、汇合的管路，我们称之为复杂管路，常见的复杂管路有分支管路、汇合管路和并联管路三种。下面我们分别介绍它们的特点和计算方法。分支管路与汇合管路 本讲稿第九十一页，共一百一十八页1.6.2复杂管路

45、计算n特点：流量 由上图分支或汇合管路，我们可以看出，不管是分支管路还是汇合管路，对于稳态流动，他们的流量关系为：即总管流量等于各支管流量之和 本讲稿第九十二页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 分支点或汇合点O处的总机械能 不管是分支还是汇合，在交点O处都存在有能量交换与损失。如果弄清楚O点处的能量损失及交换，那么前面讲到的对于单一管路机械能衡算式同样可以用于分支或汇合管路，工程上采用两种方法解决交点处的能量交换和损失。A交点O处的能量交换和损失与各流股流向和流速大小都有关系，可将单位质量流体跨越交点的能量变化看作流出管件（三通）的局部阻力损失，由实验测定在不同情况下三通的局部阻力系数

46、。当流过交点时能量有所增加，则 值为负，能量减少，则为正。见图1-36，1-37,只要各流股的流向明确，仍可跨越交点列出机械能衡算式。B若输送管路的其他部分的阻力较大，如对于 大于1000的长管，三通阻力所占的比例很小，而可以忽略，可不计三通阻力而跨越交点，列出机械能衡算式。本讲稿第九十三页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算本讲稿第九十四页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 对于图所示分支管路，我们对其列机械能衡算式可得 即对于分支或汇合管路，无论各支管内的流量是否相等，在分支点O或汇合点处的总机械能 为定值。本讲稿第九十五页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 分支管路所需的外加能

47、量 可根据上式，不同的分支算出的结果不一样，我们应该取哪一个呢？应该由远到近，分别求出满足各支管输送要求的 ，然后加以比较，取其中最大的 作为确定输送机械功率 的依据。这样确定的 对需要能量较小的支路而言太大，此时可通过该支路上的阀门进行调节，让多余的能量消耗在阀门上。若分支管路AO间没有泵，则式中 =O。由高位槽A向B、C两 个设备送液就属于这种情况，此时所需的高位槽的液面高度 （或 ）亦按输送要求高的支路确定。本讲稿第九十六页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 对汇合管路，同样可以根据汇合点的总机械能的定值进行分析。即对于图示汇合管路 本讲稿第九十七页，共一百一十八页1.6.2复杂管路

48、计算 上面我们讨论的是分支或汇合管路，那么对于复杂管路的另一种情况并联管路的情况又如何呢？并联管路 若上述分支管路的B,C两端合二为一，之后再往前延伸，便成为并联管路。如图 本讲稿第九十八页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算特点：主管的流量等于各支管流量之和。或 各支管的阻力损失相等。各支管的阻力损失：在分流点O和汇合点Q处两截面可以列机 械能衡算式得 本讲稿第九十九页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 比较上面三式可知：即并联管路各支管阻力损失相等，这是并联管路得主要特征。即单位质量流体从 ，不论通过哪一支管，阻力损失应是相 等的。若O、Q点在同一水平面上，且O、Q处管径相等，则 并

49、联管路各支管流动阻力损失相等，那么各支路得流量是否相等呢？或者说各支路流量得关系又如何？与什么有关？本讲稿第一百页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 如果并联管路中有 个支路，各管段得阻力损失可以写为：式中 包括局部阻力的当量长度。一般情况各支管的长度、直径及粗糙度是不相同的，但各支管的流体流动的推动力 是相同的，因此各支管的流速也不同。那么流体在各支管中如何分配呢？将 代入上式并经整理得 本讲稿第一百零一页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算 因为 相等，所以可以得到各支管流量分配的关系式：同时应满足：如果总流量 、各支管的 、均已知，由以上两式即 可联立求出 、。选任一支管用即可 求

50、出O,Q两点间的阻力损失 。如果考虑 的变化，那么上述问题可能需要试差或迭代求解。本讲稿第一百零二页，共一百一十八页1.6.2复杂管路计算复杂管路计算的注意事项：在设计计算分支管路所需能量时，为了保证将流体输送至需用能量最大的支管，就需要按照耗用能量最大的那支管路计算。通常是从最远的支管开始，有远及近，依次进行各支管的计算。如在按已知的流量和管路（管路上阀门全开）计算出的能量不等时，应取能量最大者为依据。在计算管路的总阻力时，如果管路上有并联管路存在，则总阻力损失应为主管部分与并联部分的串联阻力损失。在计算并联管路的阻力时，只需考虑其中任一管段的阻力即可，绝不能将并联的各段阻力全部加在一起，以