Mål: bestämning av luftens isobariska värmekapacitet genom flödeskalorimetermetoden.

Träning:

Bestäm experimentellt den genomsnittliga volymetriska isobariska värmekapaciteten för luft.

Baserat på de experimentella data som erhållits, beräkna medelmassan och molär isobarisk värmekapacitet och medelmassa, volym och molär värmekapacitet för luft.

Bestäm den adiabatiska exponenten för luft.

Jämför de erhållna uppgifterna med tabellen.

Ge en uppskattning av exaktheten hos experimentella data.

HUVUDSAKLIGA BESTÄMMELSER.

Värmekapacitet- en egenskap som visar hur mycket värme som måste tillföras systemet för att ändra dess temperatur med en grad.

I denna formulering har värmekapaciteten betydelsen av en omfattande parameter, dvs. beroende på mängden materia i systemet.

I det här fallet är det omöjligt att kvantifiera de termiska egenskaperna hos olika material genom att jämföra dem med varandra. För praktisk användning är en mycket mer informativ parameter den sk specifik värme.

Specifik värme visar hur mycket värme som måste tillföras en enhetsmängd av ett ämne för att värma det med en grad.

Beroende på de enheter som mängden av ett ämne mäts i finns det:

specifik massa värmekapacitet (C). I SI-systemet mäts det i

;

Olika typer av specifik värmekapacitet är sammankopplade:

,

var
- specifik massa, volymetrisk respektive molär värmekapacitet;

- gasdensitet under normala fysikaliska förhållanden, kg/m 3 ;

- molmassa av gas, kg/kmol;

- volymen av en kilomol av en idealgas under normala fysiska förhållanden.

V allmänt fall värmekapaciteten beror på temperaturen vid vilken den bestäms.

Värmekapaciteten bestämd vid ett givet temperaturvärde, d.v.s. när förändringen i systemets temperatur vid en given tidpunkt tenderar till noll
, kallas verklig värmekapacitet.

Utförandet av tekniska beräkningar av värmeöverföringsprocesser förenklas dock avsevärt om vi antar att när processen utförs inom området för systemtemperaturändring från innan värmekapaciteten beror inte på temperaturen och förblir konstant. I detta fall, den sk genomsnittlig värmekapacitet.

Genomsnittlig värmekapacitet
– systemets värmekapacitet är konstant i temperaturområdet från innan .

Värmekapaciteten beror på arten av processen för värmetillförsel till systemet. I en isobar process, för att värma systemet med en grad, är det nödvändigt att ta med stor kvantitet värme än i en isokorisk process. Detta beror på det faktum att i den isobariska processen används värme inte bara på att byta inre energi system, som i en isokorisk process, men också för att systemet ska utföra arbetet med att ändra volymen.

I detta avseende, skilja isobarisk
och isokorisk
värmekapacitet, och den isobariska värmekapaciteten är alltid större än den isokora. Förhållandet mellan dessa typer av värmekapacitet bestäms av Mayers formel:

var - gaskonstant, J/(kgdeg).

Vid den praktiska tillämpningen av denna formel är det nödvändigt att vara försiktig när det gäller överensstämmelsen mellan dimensionerna på kvantiteterna
,
och . V det här fallet t.ex. är det nödvändigt att använda den specifika massans värmekapacitet. Denna formel kommer också att vara giltig för andra typer av specifik värmekapacitet, men för att undvika beräkningsfel är det alltid nödvändigt att vara uppmärksam på överensstämmelsen mellan dimensionerna för de kvantiteter som ingår i formeln. Till exempel när den används istället för universell gaskonstant värmekapaciteten måste vara specifik molar osv.

I en isoterm process används all värme som tillförs systemet på tillverkning externt arbete, medan den inre energin och följaktligen temperaturen inte ändras. Systemets värmekapacitet i en sådan process är oändligt stor. I en adiabatisk process ändras systemets temperatur utan värmeväxling med den yttre miljön, vilket innebär att systemets värmekapacitet i en sådan process blir noll. Av denna anledning det finns inga koncept för isotermisk eller adiabatisk värmekapacitet.

I detta arbete används flödeskalorimetermetoden för att bestämma luftens värmekapacitet. Diagrammet över laboratorieinställningarna visas i Fig.1.

Figur 1. Schema för laboratoriemontern

Luft med hjälp av en fläkt 1 tillförs kalorimetern, som är ett rör 2 tillverkat av ett material med låg värmeledningsförmåga och extern värmeisolering 3, nödvändigt för att förhindra värmeförluster i miljö. Inuti kalorimetern finns en elvärmare 4. Värmaren drivs från AC-nätet genom en spänningsregulator 5. Elvärmarens effekt mäts av en wattmätare 6. För att mäta lufttemperaturen vid inloppet till och utloppet från kalorimeter, termoelement 7 används, anslutna via en omkopplare 8 till instrumentet för mätning av termo-EMF 9. Luftflödet genom kalorimetern ändras av regulatorn 10 och mäts med hjälp av en flottörrotameter 11.

ORDNING FÖR UTFÖRANDE AV ARBETE.

Få de första uppgifterna och tillstånd från chefen att utföra arbetet

Slå på fläkten och ställ in önskat luftflöde.

Ställ in önskat värde för elvärmarens effekt.

Efter upprättandet av en stationär temperaturregim (kontrollerad av temperatursensorns avläsningar vid utloppet av kalorimetern), mäts lufttemperaturen vid inloppet och utloppet av kalorimetern, luftflödet och värmarens effekt. Mätresultaten registreras i tabellen med experimentella data (se tabell 1).

Bord 1.

En ny håller på att installeras temperaturregim och upprepade mätningar görs. Mätningar måste utföras i 2, 3 olika lägen.

Efter mätningarnas slut, för alla tillsynsorgan till sitt ursprungliga tillstånd och stäng av enheten.

Baserat på mätresultaten bestäms värdet av den genomsnittliga volumetriska isobariska värmekapaciteten för luft:

var
- mängden värme som tillförs luften i kalorimetern, W. Det tas lika med värmarens elektriska effekt;

- respektive lufttemperaturen vid kalorimeterns inlopp och utlopp, K;

- volumetriskt luftflöde genom kalorimetern, reducerat till normala fysiska förhållanden, m 3 / s;

För att få luftflödet genom kalorimetern till normala förhållanden, använd tillståndsekvationen för en idealgas, skriven för normal fysiska förutsättningar och testförhållanden:

,

där på vänster sida finns parametrarna för luften vid kalorimeterinloppet och på höger sida - under normala fysiska förhållanden.

Efter att ha hittat värdena
motsvarande var och en av undersökta lägen, bestäms värdet
, som tas som en uppskattning av experimentvärdet av luftens värmekapacitet och används i vidare beräkningar.

kJ/kg;

Det adiabatiska indexet för luft bestäms utifrån förhållandet

;

Jämför de erhållna värdena för isobarisk och isokorisk värmekapacitet med tabellvärden (se bilaga 1) och utvärdera noggrannheten hos de erhållna experimentella data.

Anteckna resultaten i tabell 2.

Tabell 2.

KONTROLLFRÅGOR.

Vad är värmekapacitet?

Vilka typer av specifik värmekapacitet finns det?

Vad är den genomsnittliga och sanna värmekapaciteten?

Vad kallas isobar och isokorisk värmekapacitet? Hur är de släkt?

Vilken av de två värmekapaciteterna är störst: C p eller C v och varför? Ge en förklaring utifrån termodynamikens 1:a lag.

Egenheter praktisk applikation Mayers formel?

Varför existerar inte begreppen isotermisk och adiabatisk värmekapacitet?

Bilaga 1.

Luftens värmekapacitet beroende på temperatur

ATT STUDERA PROCESSEN FÖR ADIABATISKT UTFLÖDE AV GAS GENOM ETT KONVERTERANDE MYNSTYCKE.

Mål: experimentell och teoretisk studie av de termodynamiska egenskaperna hos processen för gasutflöde från ett konvergerande munstycke.

Träning:

1. För en given gas, erhåll beroendet av den faktiska utflödeshastigheten och flödeshastigheten på den tillgängliga tryckskillnaden före och efter munstycket.

HUVUDSAKLIGA BESTÄMMELSER.

Den termodynamiska studien av processerna för gasrörelse genom kanaler är av stor praktisk betydelse. Huvudbestämmelserna i teorin om gasutflöde används i beräkningar av flödesvägen för ånga och gasturbiner, jetmotorer, kompressorer, pneumatiska drivsystem och många andra tekniska system.

En kanal med variabelt tvärsnitt, när den passerar genom vilken gasflödet expanderar med minskande tryck och ökande hastighet, kallas munstycke. I munstyckena omvandlas gastryckets potentiella energi till flödets kinetiska energi. Om det i kanalen finns en ökning av trycket på arbetsvätskan och en minskning av dess rörelsehastighet, kallas en sådan kanal diffusor. I diffusorer utförs ökningen av gasens potentiella energi genom att minska dess kinetiska energi.

För att förenkla den teoretiska beskrivningen av gasutflödesprocessen görs följande antaganden:

gasen är idealisk;

det finns ingen inre friktion i gasen, dvs. viskositet;

det finns inga oåterkalleliga förluster under förfallotiden;

gasflödet är stadigt och stationärt, d.v.s. vid vilken punkt som helst av flödets tvärsnitt är flödeshastigheten w och gastillståndsparametrarna (p, v, T) desamma och förändras inte med tiden;

flödet är endimensionellt, dvs. flödesegenskaper ändras endast i flödesriktningen;

det sker ingen värmeväxling mellan flödet och den yttre miljön, d.v.s. utflödesprocessen är adiabatisk.

Den teoretiska beskrivningen av gasutflödesprocessen baseras på följande ekvationer.

Idealisk gasekvation för tillstånd

,

där R är gaskonstanten;

T– absolut temperatur gas flöde.

Adiabatisk ekvation (Poissons ekvation)

där p är det absoluta gastrycket;

k är den adiabatiska exponenten.

Flödeskontinuitetsekvation

där F är flödets tvärsnittsarea;

w är flödeshastigheten;

v är den specifika volymen gas.

Bernoullis ekvation för en komprimerbar arbetsvätska, med hänsyn tagen till frånvaron av intern friktion

Denna ekvation visar att när trycket hos en gas ökar, minskar alltid dess hastighet och kinetiska energi, och vice versa, med en minskning av trycket, ökar hastigheten och kinetisk energi för en gas.

Ekvationen för termodynamikens 1:a lag för flödet.

Termodynamikens 1:a lag i det allmänna fallet har följande form

,

var
är den elementära mängden värme som tillförs systemet;

är en elementär förändring i systemets inre energi;

- elementärt arbete volymändringar som gjorts av systemet.

Vid ett mobilt termodynamiskt system (flöde av en rörlig gas) går en del av volymförändringsarbetet åt att övervinna de yttre tryckkrafterna, d.v.s. för gasens rörelse. Den här delen gemensamt arbete kallad drivande arbete. Resten av arbetet med att ändra volymen kan användas med fördel, till exempel spenderas på att rotera turbinhjulet. Denna del av den övergripande driften av systemet kallas tillgängligt eller tekniskt arbete.

Sålunda, i fallet med ett gasflöde, består arbetet med att ändra volymen av 2 termer - arbetet med att trycka och det tekniska (tillgängliga) arbetet:

var
- elementärt skjutarbete;

- elementärt tekniskt arbete

Då kommer termodynamikens 1:a lag för flödet att ha formen

,

var
- elementär förändring i systemets entalpi.

Vid ett adiabatiskt utflöde

Alltså kl adiabatiskt utflöde, tekniskt arbete utförs på grund av förlusten av gasentalpi.

Baserat på ovanstående antaganden för fallet med gasutflöde från ett kärl med obegränsad kapacitet (i detta fall den initiala gashastigheten
) erhållna formler för att bestämma den teoretiska hastigheten och massgasflöde i munstyckets utgångssektion:

eller

var
- gasens tryck och temperatur i munstyckets inloppssektion;

- specifik entalpi för flödet vid munstycksinloppet respektive munstycksutloppet;

- adiabatiskt index;

- gaskonstant;

- förhållandet mellan tryck vid munstyckets utlopp och vid inloppet till munstycket;

- området för munstyckets utloppssektion.

En analys av de erhållna formlerna visar att enligt den accepterade teorin bör beroendet av den teoretiska hastigheten och massflödet av tryckförhållandet  ha den form som representeras på graferna av kurvor markerade med bokstaven T (se fig. 1 och Fig. 2). Det följer av graferna att, enligt teorin, när värdena på  minskar från 1 till 0, bör avgashastigheten kontinuerligt öka (se fig. 1), och massflödeshastigheten ökar först till ett visst maxvärde , och bör sedan minska ner till 0 vid = 0 (se Fig.2).

Fig 1. Utflödeshastighetens beroende av tryckförhållandet 

Fig 2. Massflödes beroende av tryckförhållande 

I en experimentell studie av utflödet av gaser från ett konvergerande munstycke fann man emellertid att med en minskning av  från 1 till 0, ökar den faktiska utflödeshastigheten och följaktligen den faktiska flödeshastigheten först helt i enlighet med den accepterade teorin om processen, men efter att ha nått maximum av deras värden med en ytterligare minskning av  ner till 0 förbli oförändrad

Typen av dessa beroenden visas på graferna med kurvor markerade med bokstaven D (se fig. 1 och fig. 2).

En fysisk förklaring till diskrepansen mellan det teoretiska beroendet och experimentella data föreslogs först 1839 av den franske vetenskapsmannen Saint-Venant. Det bekräftades av ytterligare forskning. Det är känt att varje, även en svag störning av ett stationärt medium, fortplantar sig i det med ljudets hastighet. I ett flöde som rör sig genom ett munstycke mot störningskällan, överförs hastigheten för störningen in i munstycket, dvs. mot flödesriktningen blir lägre med värdet av själva flödets hastighet. Detta är den så kallade relativa utbredningshastigheten för störningen, som är lika med
. När störningsvågen passerar inuti munstycket längs hela flödet sker en motsvarande omfördelning av tryck, vars resultat enligt teorin är en ökning av utflödeshastigheten och gasflödet. Vid ett konstant gastryck vid munstycksinloppet P 1 =const, motsvarar en minskning av trycket i mediet i vilket gasen strömmar en minskning av värdet på β.

Men om trycket i mediet som gasen strömmar in i minskar till ett visst värde, vid vilket utflödeshastigheten vid munstyckets utlopp blir lika med den lokala ljudhastigheten, kommer störningsvågen inte att kunna fortplanta sig inuti munstycket, eftersom den relativa hastigheten för dess utbredning i mediet i motsatt riktning mot rörelsen kommer att vara lika med noll:

.

I detta avseende kan omfördelningen av trycket i flödet längs munstycket inte ske, och gasutflödeshastigheten vid munstyckets utlopp kommer att förbli oförändrad och lika med den lokala ljudhastigheten. Med andra ord, flödet "blåser ut" den sällsynthet som skapas utifrån från munstycket. Oavsett hur mycket det absoluta trycket för mediet bakom munstycket inte minskar ytterligare, kommer det inte att ske någon ytterligare ökning av utflödeshastigheten, och därmed flödeshastigheten, eftersom bildligt talat, enligt Reynolds, "slutar munstycket att känna vad som händer utanför det" eller, som de ibland säger, "munstycket är låst." En liknelse med detta fenomen är situationen som ibland kan observeras när ljudet av en persons röst blåses bort av en ström av stark motvind och samtalspartnern inte kan höra hans ord, ens mycket nära, om vinden blåser från honom mot högtalare.

Utflödesläget, där utflödeshastigheten vid munstycksutgången når den lokala ljudhastigheten, kallas kritiskt läge. Utgångshastighet , konsumtion och tryckförhållande motsvarande denna regim, även kallad kritisk. Denna regim motsvarar de maximala värdena för flödeshastigheten och flödeshastigheten, som kan uppnås när gasen strömmar genom ett konventionellt konvergerande munstycke. Det kritiska tryckförhållandet bestäms av formeln

,

där k är den adiabatiska exponenten.

Det kritiska tryckförhållandet beror endast på typen av gas och är konstant för en viss gas. Till exempel:

för monoatomiska gaser k= 1,66 och  till 0,489;

för 2 atomgaser och luft k= 1,4 och  till 0,528

för 3 och polyatomära gaser k=1,3 och  till 0,546.

Således är de teoretiska beroenden för att bestämma utflödeshastigheten och gasflödeshastigheten, erhållna inom ramen för de accepterade antagandena, i själva verket endast giltiga inom värdeområdet
. För värden
flödet och flödet förblir faktiskt konstanta och maximala för givna förhållanden.

Dessutom, för verkliga flödesförhållanden, den faktiska utflödeshastigheten och gasflödet vid munstyckets utlopp, även vid värdena
kommer att vara något lägre än deras motsvarande teoretiska värden. Detta beror på friktionen av strålen mot munstyckets väggar. Temperaturen vid munstyckets utlopp är något högre än den teoretiska temperaturen. Detta beror på det faktum att en del av det tillgängliga arbetet i gasflödet försvinner och omvandlas till värme, vilket leder till en ökning av temperaturen.

BESKRIVNING AV LABORATORIESTATET.

Studien av processen för gasutflöde från munstycket utförs på en installation baserad på metoden för simulering av verkliga fysiska processer. Installationen består av en PC kopplad till en modell av arbetsområdet, en kontrollpanel och mätinstrument. Installationsschemat visas i Fig.3.

Fig.3. Schema för en installation för att studera processen för gasutflöde

Installationens arbetssektion är ett rör i vilket det studerade konvergerande munstycket 3 med en utloppsdiameter d= 1,5 mm är installerat. Gasflöde (luft, koldioxid(CO 2), helium (He)) genom munstycket skapas med hjälp av en vakuumpump 5. Gastrycket vid inloppet är lika med barometertrycket (P 1 =B). Gasflödet G och flödet w regleras av ventilen 4. Driftsätten bestäms av vakuumet bakom munstycket P 3, vilket registreras på den digitala indikatorn 6. Gasflödet mäts med hjälp av en mätning diafragma med en diameter dd = 5 mm. Tryckfallet över membranet H registreras på den digitala indikatorn 7 och dupliceras på PC-skärmen. Sällsyntheten P 2 i munstyckets utloppssektion registreras också på den digitala indikatorn 6 och på skärmen. Flödeskoefficienten för mätmembranet med ett kalibrerat hål = 0,95 bestäms som ett resultat av kalibrering.

ORDNING FÖR UTFÖRANDE AV ARBETE.

Slå på installationen på nätverket, gå in i en dialog med programmet experimentera inbäddad i datorn.

Välj typ av gas för experimentet.

Sätta på Vakuumpump. Detta skapar ett vakuum bakom ventilen 4, som visas på skärmen.

Genom att gradvis öppna ventil 4 ställs minimivakuumet in

P 3 = 0,1 atm, vilket motsvarar det första läget. Detta startar gasflödet.

Ange i experimentets protokoll (tabell 1) de numeriska värdena P 3 ,P 2 ,H, fixerade med hjälp av digitala indikatorer 6 och 7.

Utför mätningar av värdena P 2 ,H för efterföljande lägen som motsvarar värdena på vakuumet som skapas av vakuumpumpen,

P3 = 0,2; 0,3; 0,4; 0,5...0,9 kl. Ange mätresultaten i tabell 1

Bord 1.

Gastryck vid munstycksinloppet P 1 =B= Pa.

Gastemperaturen vid munstycksinloppet t 1 =C.

	Lägesnr.	Mätresultat

BEHANDLING AV MÄTRESULTAT.

Det absoluta trycket för mediet P 3 bakom munstycket i vilket gasen strömmar ut bestäms

, Pa

4.2. Det absoluta gastrycket P2 i munstyckets utloppssektion bestäms

, Pa

Gasens faktiska massflöde bestäms av storleken på tryckfallet H över mätmembranet

, kg/s

var
- flödeshastighet för mätmembranet;

- tryckfall över mätmembranet, Pa;

- gasdensitet, kg/m3;

- barometertryck, Pa;

- gaskonstant, J/(kg∙grader);

- gastemperatur, С;

- diametern på mätöppningen.

4.4. Eftersom utflödesprocessen är adiabatisk, bestäms den teoretiska gastemperaturen T 2 vid munstycksutgången med hjälp av det kända förhållandet för den adiabatiska processen:

4.5. Den faktiska utgångshastigheten bestäms och gastemperatur i munstyckets utgångssektion

, Fröken;

var - faktisk massflöde för gas, kg/s;

- respektive temperatur (K) och tryck (Pa) för gasen i munstyckets utloppssektion;

- området för munstyckets utloppssektion;

- diametern på munstyckets utloppssektion.

Å andra sidan, baserat på termodynamikens 1:a lag för flödet

var
- specifik entalpi för gasen vid munstyckets inlopp respektive utlopp, J/kg;

- gastemperatur vid munstyckets inlopp respektive utlopp, K;

- specifik isobarisk värmekapacitet för gas, J/(kgdeg);

Genom att likställa de högra delarna av ekvationerna (17) och (18) och lösa den resulterande andragradsekvationen för T 2 bestäms den faktiska gastemperaturen i munstyckets utloppssektion.

eller

,

var
;

;

.

4.6. Den teoretiska massflödeshastigheten för gas under adiabatiskt utflöde bestäms

, kg/s;

var - arean av munstyckets utloppssektion, m 2 ;

- absolut gastryck vid munstycksinloppet, Pa;

- gastemperatur vid munstyckets inlopp, K;

- gaskonstant, J/(kgdeg);

är det adiabatiska indexet.

4.7. Den teoretiska gasflödeshastigheten bestäms

var - gastemperatur i munstyckets inloppssektion;

- adiabatiskt index;

- gaskonstant;

- tryckförhållande;

- absolut tryck hos mediet i vilket gasutflödet sker, Pa;

- absolut gastryck vid munstycksinloppet, Pa.

4.8. Den maximala teoretiska gasflödeshastigheten bestäms
(utflöde in i tomrummet vid P 3 = 0) och lokal teoretisk ljudhastighet (kritisk hastighet)
.

4.9. Beräkningsresultaten anges i tabell 2.

Tabell 2.

Beräkningsresultat

4.10. I koordinater
och
beroendegrafer byggs, och en beroendegraf byggs också
. Graferna bestämmer värdet på det kritiska tryckförhållandet ,

som jämförs med det beräknade

.

4.11. Baserat på resultaten av beräkningar och grafiska konstruktioner, dra en slutsats om följande:

Hur beror den teoretiska utflödeshastigheten och gasflödet på tryckförhållandet β?

Hur beror den faktiska utflödeshastigheten och gasflödet på tryckförhållandet β?

Varför är värdena för den faktiska utflödeshastigheten och gasflödet lägre än motsvarande teoretiska värden under samma yttre förhållanden?

KONTROLLFRÅGOR.

Vilka antaganden görs i den teoretiska beskrivningen av termodynamiken i gasutflödesprocessen?

Vilka grundläggande lagar används för att teoretiskt beskriva utflödesprocessen?

Vilka är komponenterna i arbetet som gasflödet gör när det strömmar genom munstycket?

Vad är sambandet mellan entalpi och tekniskt arbete av ett gasflöde i ett adiabatiskt utflöde?

Vad är en kritisk flödesregim och hur karakteriseras den?

Hur förklarar man ur en fysisk synvinkel diskrepansen mellan det teoretiska och experimentella beroendet av utflödeshastighet och flödeshastighet på ?

Hur påverkar de verkliga förhållanden på gasens hastighet, flödeshastighet och temperatur vid munstyckets utlopp?

Den huvudsakliga fysikaliska egenskaper luft: luftdensitet, dess dynamiska och kinematisk viskositet, specifik värmekapacitet, värmeledningsförmåga, termisk diffusivitet, Prandtl-tal och entropi. Luftens egenskaper anges i tabellerna beroende på temperaturen vid normal atmosfärstryck.

Luftdensitet kontra temperatur

En detaljerad tabell över densitetsvärden för torr luft vid olika temperaturer och normalt atmosfärstryck presenteras. Vad är luftens densitet? Luftens densitet kan bestämmas analytiskt genom att dividera dess massa med volymen den upptar. under givna förhållanden (tryck, temperatur och luftfuktighet). Det är också möjligt att beräkna dess densitet med hjälp av formeln för idealgasekvationen. För att göra detta måste du känna till luftens absoluta tryck och temperatur, såväl som dess gaskonstant och molvolym. Denna ekvation låter dig beräkna luftens densitet i torrt tillstånd.

På praktiken, för att ta reda på vad luftens densitet är vid olika temperaturer, det är bekvämt att använda färdiga bord. Till exempel den givna tabellen med densitetsvärden atmosfärisk luft beroende på dess temperatur. Luftdensiteten i tabellen uttrycks i kilogram per kubikmeter och ges i temperaturområdet från minus 50 till 1200 grader Celsius vid normalt atmosfärstryck (101325 Pa).

Luftdensitet beroende på temperatur - tabell

t, °С	ρ, kg/m 3	t, °С	ρ, kg/m 3	t, °С	ρ, kg/m 3	t, °С	ρ, kg/m 3
-50	1,584	20	1,205	150	0,835	600	0,404
-45	1,549	30	1,165	160	0,815	650	0,383
-40	1,515	40	1,128	170	0,797	700	0,362
-35	1,484	50	1,093	180	0,779	750	0,346
-30	1,453	60	1,06	190	0,763	800	0,329
-25	1,424	70	1,029	200	0,746	850	0,315
-20	1,395	80	1	250	0,674	900	0,301
-15	1,369	90	0,972	300	0,615	950	0,289
-10	1,342	100	0,946	350	0,566	1000	0,277
-5	1,318	110	0,922	400	0,524	1050	0,267
0	1,293	120	0,898	450	0,49	1100	0,257
10	1,247	130	0,876	500	0,456	1150	0,248
15	1,226	140	0,854	550	0,43	1200	0,239

Vid 25°C har luft en densitet på 1,185 kg/m 3 . Vid uppvärmning minskar luftens densitet - luften expanderar (dess specifika volym ökar). Med en ökning av temperaturen, till exempel upp till 1200 ° C, uppnås en mycket låg luftdensitet, lika med 0,239 kg / m 3, vilket är 5 gånger mindre än dess värde vid rumstemperatur. I allmänhet tillåter minskningen av uppvärmningen att en process som naturlig konvektion äger rum och används till exempel inom flygteknik.

Om vi ​​jämför luftens densitet med avseende på, är luften lättare med tre storleksordningar - vid en temperatur på 4 ° C är vattnets densitet 1000 kg / m 3 och luftens densitet är 1,27 kg / m . 3. Det är också nödvändigt att notera värdet på luftdensiteten under normala förhållanden. Normala förhållanden för gaser är de under vilka deras temperatur är 0 ° C, och trycket är lika med normalt atmosfärstryck. Sålunda, enligt tabellen, luftdensiteten under normala förhållanden (vid NU) är 1,293 kg/m 3.

Dynamisk och kinematisk viskositet av luft vid olika temperaturer

När du utför termiska beräkningar är det nödvändigt att känna till värdet på luftens viskositet (viskositetskoefficient) vid olika temperaturer. Detta värde krävs för att beräkna Reynolds, Grashof, Rayleigh-talen, vars värden bestämmer flödesregimen för denna gas. Tabellen visar värdena för dynamiska koefficienter μ och kinematisk ν luftviskositet i temperaturområdet från -50 till 1200°C vid atmosfärstryck.

Luftens viskositet ökar markant med stigande temperatur. Till exempel är luftens kinematiska viskositet lika med 15,06 10 -6 m 2 / s vid en temperatur på 20 ° C, och med en ökning av temperaturen till 1200 ° C blir luftens viskositet lika med 233,7 10 -6 m 2 / s, det vill säga det ökar 15,5 gånger! Luftens dynamiska viskositet vid en temperatur av 20°C är 18,1·10 -6 Pa·s.

När luft värms upp ökar värdena för både kinematisk och dynamisk viskositet. Dessa två kvantiteter är sammankopplade genom värdet av luftdensitet, vars värde minskar när denna gas värms upp. En ökning av den kinematiska och dynamiska viskositeten hos luft (liksom andra gaser) under uppvärmning är associerad med en mer intensiv vibration av luftmolekyler runt deras jämviktstillstånd (enligt MKT).

Dynamisk och kinematisk viskositet av luft vid olika temperaturer - tabell

t, °С	μ 106, Pa s	ν 10 6, m 2 / s	t, °С	μ 106, Pa s	ν 10 6, m 2 / s	t, °С	μ 106, Pa s	ν 10 6, m 2 / s
-50	14,6	9,23	70	20,6	20,02	350	31,4	55,46
-45	14,9	9,64	80	21,1	21,09	400	33	63,09
-40	15,2	10,04	90	21,5	22,1	450	34,6	69,28
-35	15,5	10,42	100	21,9	23,13	500	36,2	79,38
-30	15,7	10,8	110	22,4	24,3	550	37,7	88,14
-25	16	11,21	120	22,8	25,45	600	39,1	96,89
-20	16,2	11,61	130	23,3	26,63	650	40,5	106,15
-15	16,5	12,02	140	23,7	27,8	700	41,8	115,4
-10	16,7	12,43	150	24,1	28,95	750	43,1	125,1
-5	17	12,86	160	24,5	30,09	800	44,3	134,8
0	17,2	13,28	170	24,9	31,29	850	45,5	145
10	17,6	14,16	180	25,3	32,49	900	46,7	155,1
15	17,9	14,61	190	25,7	33,67	950	47,9	166,1
20	18,1	15,06	200	26	34,85	1000	49	177,1
30	18,6	16	225	26,7	37,73	1050	50,1	188,2
40	19,1	16,96	250	27,4	40,61	1100	51,2	199,3
50	19,6	17,95	300	29,7	48,33	1150	52,4	216,5
60	20,1	18,97	325	30,6	51,9	1200	53,5	233,7

Obs: Var försiktig! Luftens viskositet ges till styrkan 10 6 .

Specifik värmekapacitet för luft vid temperaturer från -50 till 1200°С

En tabell över luftens specifika värmekapacitet vid olika temperaturer presenteras. Värmekapaciteten i tabellen anges vid konstant tryck (isobarisk värmekapacitet för luft) i temperaturområdet från minus 50 till 1200°C för torr luft. Vad är luftens specifika värmekapacitet? Värdet på specifik värmekapacitet bestämmer mängden värme som måste tillföras ett kilogram luft vid konstant tryck för att öka dess temperatur med 1 grad. Till exempel, vid 20°C, för att värma 1 kg av denna gas med 1°C i en isobar process, krävs 1005 J värme.

Luftens specifika värmekapacitet ökar när temperaturen stiger. Beroendet av luftens massvärmekapacitet på temperaturen är dock inte linjärt. I intervallet från -50 till 120°C ändras dess värde praktiskt taget inte - under dessa förhållanden är luftens genomsnittliga värmekapacitet 1010 J/(kg grader). Enligt tabellen kan man se att temperaturen börjar få en betydande effekt från ett värde på 130°C. Lufttemperaturen påverkar dock dess specifika värmekapacitet mycket svagare än dess viskositet. Så när den värms upp från 0 till 1200°C ökar luftens värmekapacitet endast 1,2 gånger - från 1005 till 1210 J/(kg grader).

Det bör noteras att värmekapaciteten för fuktig luft är högre än för torr luft. Om vi ​​jämför luft är det uppenbart att vatten har ett högre värde och vattenhalten i luften leder till en ökning av specifik värme.

Specifik värmekapacitet för luft vid olika temperaturer - tabell

t, °С	C p , J/(kg grader)	t, °С	C p , J/(kg grader)	t, °С	C p , J/(kg grader)	t, °С	C p , J/(kg grader)
-50	1013	20	1005	150	1015	600	1114
-45	1013	30	1005	160	1017	650	1125
-40	1013	40	1005	170	1020	700	1135
-35	1013	50	1005	180	1022	750	1146
-30	1013	60	1005	190	1024	800	1156
-25	1011	70	1009	200	1026	850	1164
-20	1009	80	1009	250	1037	900	1172
-15	1009	90	1009	300	1047	950	1179
-10	1009	100	1009	350	1058	1000	1185
-5	1007	110	1009	400	1068	1050	1191
0	1005	120	1009	450	1081	1100	1197
10	1005	130	1011	500	1093	1150	1204
15	1005	140	1013	550	1104	1200	1210

Värmeledningsförmåga, termisk diffusivitet, Prandtl antal luft

Tabellen visar sådana fysiska egenskaper hos atmosfärisk luft som värmeledningsförmåga, termisk diffusivitet och dess Prandtl-tal beroende på temperatur. Luftens termofysiska egenskaper anges i intervallet från -50 till 1200°C för torr luft. Enligt tabellen kan det ses att de angivna egenskaperna hos luft beror avsevärt på temperaturen och temperaturberoendet för de övervägda egenskaperna hos denna gas är annorlunda.

Transportenergi (kalltransport) Luftfuktighet. Värmekapacitet och luftens entalpi

Luftfuktighet. Värmekapacitet och luftens entalpi

Atmosfärisk luft är en blandning av torr luft och vattenånga (från 0,2% till 2,6%). Luften kan alltså nästan alltid betraktas som fuktig.

Den mekaniska blandningen av torr luft och vattenånga kallas fuktig luft eller luft/ångblandning. Maximalt möjliga innehåll av ångfuktighet i luften m a.s. temperaturberoende t och tryck P blandningar. När det ändras t och P luften kan gå från initialt omättad till ett tillstånd av mättnad med vattenånga, och då kommer överskottsfuktighet att börja falla ut i gasvolymen och på de omslutande ytorna i form av dimma, rimfrost eller snö.

De viktigaste parametrarna som kännetecknar fuktig lufts tillstånd är: temperatur, tryck, specifik volym, fukthalt, absolut och relativ fuktighet, molekylär massa, gaskonstant, värmekapacitet och entalpi.

Enligt Daltons lag för gasblandningar våt luft totalt tryck (P)är summan av partialtrycken för torr luft P c och vattenånga P p: P \u003d P c + P p.

På samma sätt kommer volymen V och massan m av fuktig luft att bestämmas av relationerna:

V \u003d V c + V p, m \u003d m c + m p.

Densitet och specifik volym fuktig luft (v) definierat:

Molekylvikt för fuktig luft:

där B är barometertrycket.

Eftersom luftfuktigheten kontinuerligt ökar under torkningsprocessen, och mängden torr luft i ång-luftblandningen förblir konstant, bedöms torkningsprocessen av hur mängden vattenånga förändras per 1 kg torr luft, och alla indikatorer på ång-luftblandningen (värmekapacitet, fukthalt, entalpi etc.) avser 1 kg torr luft i fuktig luft.

d \u003d m p / m c, g / kg, eller, X \u003d m p / m c.

Absolut luftfuktighet- massa av ånga i 1 m 3 fuktig luft. Detta värde är numeriskt lika med .

Relativ luftfuktighet -är förhållandet mellan den absoluta luftfuktigheten hos omättad luft och den absoluta fuktigheten hos mättad luft under givna förhållanden:

här , men oftare anges den relativa luftfuktigheten i procent.

För tätheten av fuktig luft är förhållandet sant:

Specifik värme fuktig luft:

c \u003d c c + c p ×d / 1000 \u003d c c + c p ×X, kJ / (kg × ° С),

var med c - specifik värme torr luft, med c = 1,0;

c p - specifik värmekapacitet för ånga; med n = 1,8.

Värmekapaciteten hos torr luft vid konstant tryck och små temperaturområden (upp till 100 ° C) för ungefärliga beräkningar kan anses vara konstant, lika med 1,0048 kJ / (kg × ° C). För överhettad ånga kan också den genomsnittliga isobariska värmekapaciteten vid atmosfärstryck och låga grader av överhettning antas vara konstant och lika med 1,96 kJ/(kg×K).

Entalpi (i) av fuktig luft- detta är en av dess huvudparametrar, som används i stor utsträckning vid beräkningar av torkningsanläggningar, främst för att bestämma värmen som spenderas på avdunstning av fukt från de torkade materialen. Entalpin för fuktig luft är relaterad till ett kilogram torr luft i en ång-luftblandning och definieras som summan av entalpierna av torr luft och vattenånga, dvs.

i \u003d i c + i p × X, kJ / kg.

Vid beräkning av entalpi för blandningar måste referenspunkten för entalpierna för var och en av komponenterna vara densamma. För beräkningar av fuktig luft kan det antas att entalpin för vatten är noll vid 0 o C, sedan räknas entalpin för torr luft också från 0 o C, det vill säga i i \u003d c in * t \u003d 1,0048 t.

Vilket är nödvändigt för att ändra temperaturen på arbetsvätskan, i detta fall luft, med en grad. Luftens värmekapacitet är direkt beroende av temperatur och tryck. Dock för forskning olika typer värmekapacitet kan användas olika metoder.

Matematiskt uttrycks luftens värmekapacitet som förhållandet mellan mängden värme och ökningen av dess temperatur. Värmekapaciteten hos en kropp med en massa på 1 kg kallas specifik värme. Luftens molära värmekapacitet är värmekapaciteten hos en mol av ett ämne. Värmekapaciteten anges - J / K. Molär värmekapacitet, respektive J / (mol * K).

Värmekapaciteten kan övervägas fysiska drag något ämne, i detta fall luft, om mätningen utförs under konstanta förhållanden. Oftast utförs sådana mätningar vid konstant tryck. Så här bestäms luftens isobariska värmekapacitet. Det ökar med ökande temperatur och tryck, och är också linjär funktion givna värden. I detta fall sker temperaturförändringen vid ett konstant tryck. För att beräkna den isobariska värmekapaciteten är det nödvändigt att bestämma den pseudokritiska temperaturen och trycket. Det bestäms med hjälp av referensdata.

Luftens värmekapacitet. Egenheter

Luft är en gasblandning. När man betraktade dem inom termodynamiken gjordes följande antaganden. Varje gas i blandningen måste vara jämnt fördelad över hela volymen. Således är volymen av gasen lika med volymen av hela blandningen. Varje gas i blandningen har sitt eget partialtryck, som den utövar på kärlets väggar. Var och en av komponenterna gasblandning bör ha en temperatur som är lika med temperaturen för hela blandningen. Samtidigt beloppet partiella tryck av alla komponenter är lika med blandningens tryck. Luftens värmekapacitet beräknas baserat på data om sammansättningen av gasblandningen och värmekapaciteten hos enskilda komponenter.

Värmekapacitet kännetecknar tvetydigt ett ämne. Från termodynamikens första lag kan vi dra slutsatsen det inre energi kroppen varierar inte bara beroende på mängden värme som tas emot, utan också på det arbete som kroppen utför. På olika förhållanden förloppet av värmeöverföringsprocessen kan kroppens arbete variera. Alltså samma budskap till kroppen mängd värme, kan orsaka olika förändringar i temperatur och inre energi i kroppen. Denna egenskap är karakteristisk endast för gasformiga ämnen. Till skillnad från hårda och flytande kroppar, gasformiga ämnen, kan kraftigt ändra volymen och göra arbete. Det är därför luftens värmekapacitet bestämmer typen av termodynamisk process.

Men vid en konstant volym fungerar inte luften. Därför är förändringen i inre energi proportionell mot förändringen i dess temperatur. Förhållandet mellan värmekapaciteten i en konstanttrycksprocess och värmekapaciteten i en konstant volymprocess är en del av formeln adiabatisk process. Det betecknas med den grekiska bokstaven gamma.

Från historien

Termerna "värmekapacitet" och "mängd värme" beskriver inte deras väsen särskilt bra. Detta beror på att de kom till modern vetenskap från teorin om kalorier, som var populär på 1700-talet. Anhängarna av denna teori betraktade värme som ett slags obotligt ämne som finns i kroppar. Detta ämne kan varken förstöras eller skapas. Kylningen och uppvärmningen av kroppar förklarades av en minskning respektive ökning av kaloriinnehållet. Med tiden erkändes denna teori som ohållbar. Hon kunde inte förklara varför samma förändring i den inre energin i någon kropp erhålls genom att överföras till den olika mängd värme, och beror också på det arbete som kroppen utför.