高等傳熱學(xué)-第一章-導(dǎo)熱理論和導(dǎo)熱微分方程

動力工程及工程熱物理學(xué)科研究生高等傳熱學(xué)（32課時）高等傳熱學(xué)內(nèi)容第一章導(dǎo)熱理論和導(dǎo)熱微分方程第二章穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱 第三章非穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱第四章凝固和熔化時的導(dǎo)熱第五章導(dǎo)熱問題的數(shù)值解第六章對流換熱基本方程第七章層流邊界層的流動與換熱第八章槽道內(nèi)層流流動與換熱第九章湍流流動與換熱第十章自然對流第十一章熱輻射基礎(chǔ)第十二章輻射換熱計算

第十三章復(fù)合換熱第一章導(dǎo)熱理論和導(dǎo)熱微分方程

相互接觸的物體各部分之間依靠分子、原子和自由電子等微觀粒子的熱運動而傳遞熱量的過程稱為導(dǎo)熱。在純導(dǎo)熱過程中物體各部分之間沒有宏觀運動。與固體物理的理論研究方法不同，傳熱學(xué)研究導(dǎo)熱問題時不是對導(dǎo)熱過程的微觀機(jī)理作深入的分析，而是從宏觀的、現(xiàn)象的角度出發(fā)，以實驗中總結(jié)出來的基本定律為基礎(chǔ)進(jìn)行數(shù)學(xué)的推導(dǎo)，以得到如溫度分布、溫度-時間響應(yīng)和熱流密度等有用的結(jié)果。1-1導(dǎo)熱基本定律

1-1-1溫度場由于傳熱學(xué)以宏觀的、現(xiàn)象的方式來研究導(dǎo)熱問題，因此必須引入連續(xù)介質(zhì)假定，以便用連續(xù)函數(shù)來描述溫度分布。溫度場就是在一定的時間和空間域上的溫度分布。它可以表示為空間坐標(biāo)和時間的函數(shù)。由于溫度是標(biāo)量，溫度場是標(biāo)量場。常用的空間坐標(biāo)系有三種：直角坐標(biāo)系、柱坐標(biāo)系和球坐標(biāo)系。在直角坐標(biāo)系中，溫度場可以表示為

（1-1-1）式中：t表示溫度；x、y、z為三個空間坐標(biāo)；τ表示時間。若溫度場各點的溫度均不隨時間變化，即，則稱該溫度場為穩(wěn)態(tài)溫度場，否則為非穩(wěn)態(tài)溫度場。若溫度場只是一個空間坐標(biāo)的函數(shù)，則稱為一維溫度場；若溫度場是兩個或三個空間坐標(biāo)的函數(shù)，則稱為二維或三維溫度場。

1-1-2等溫面與溫度梯度物體內(nèi)溫度相同的點的集合所構(gòu)成的面叫做等溫面。對應(yīng)不同溫度值的等溫面構(gòu)成等溫面族。等溫面與任一截面的交線形成等溫線。由于等溫線具有形象直觀的優(yōu)點，二維溫度場常用等溫線來表示溫度分布。由于在同一時刻物體的一個點上只能有一個溫度值，所以不同的等溫面不可能相交。它們或者在域內(nèi)形成封閉曲線，或者終止于物體的邊界。如圖1-l所示，在物體內(nèi)某一點P處，沿空間某一方向l的溫度的變化率

1-1導(dǎo)熱基本定律稱為溫度場沿該方向的方向?qū)?shù)。

1-1導(dǎo)熱基本定律圖1-l等溫線和溫度梯度因為沿等溫面方向溫度不變，所以溫度場在等溫面方向的方向?qū)?shù)為零。對于確定的空間點，在空間各方向上最大的方向?qū)?shù)稱為該點的梯度。所以，溫度梯度是一個向量。溫度梯度的方向是溫度增加最快的方向，它的模（大?。┑扔谧畲蟮姆较?qū)?shù)。溫度梯度可以記作gradt或▽t。溫度梯度在任一方向l的投影就是該方向的方向?qū)?shù)。若l方向與gradt的夾角為θ，則（1-1-3）其中l(wèi)是l方向的單位向量；顯然，溫度梯度垂直于過該點的等溫面。

1-1導(dǎo)熱基本定律在直角坐標(biāo)系中。溫度梯度在三個坐標(biāo)軸上的投影分別為、、，則有（1-1-4）其中i、j、k分別為x、y、z在坐標(biāo)軸上的單位向量。在一般的正交坐標(biāo)系中梯度的表達(dá)式將在以后討論。連續(xù)溫度場內(nèi)的每—點都對應(yīng)一個溫度梯度向量，所以溫度梯度構(gòu)成一個向量場。

1-1導(dǎo)熱基本定律1-1-3熱流向量單位時間內(nèi)通過單位面積傳遞的熱量稱為熱流密度，記作q，單位為W/m2。對確定的空間點、在不同方向上熱流密度是不同的。與定義溫度梯度的方法一樣，可以定義一點處的熱流向量。熱流向量的方向是熱流密度最大的方向，其大小等于該方向的熱流密度。熱流向量記作q。任一方向的熱流密度等于熱流向量在該方向的投影。在連續(xù)溫度場內(nèi)的每一點都對應(yīng)一個熱流向量，所以熱流向量也構(gòu)成一個熱流向量場，或稱熱流場。在直角坐標(biāo)系中（1-1-5）1-1導(dǎo)熱基本定律1-1-4傅里葉定律以實驗觀察為基礎(chǔ)并經(jīng)過科學(xué)的抽象，1822年法國數(shù)學(xué)物理學(xué)家傅里葉（JosephFourier）提出了把溫度場和熱流場聯(lián)系起來的基本定律。對于各向同性（材料的導(dǎo)熱系數(shù)不隨方向改變）的物體，傅里葉定律可表述為：熱流向量與溫度梯度成正比，方向相反。因為溫度梯度是指向溫度升高的方向，而根據(jù)熱力學(xué)第二定律，熱流總是朝著溫度降低的方向，或用數(shù)學(xué)形式表示為（1-1-6）其中λ稱為材料的導(dǎo)熱系數(shù)。1-1導(dǎo)熱基本定律把式（1-1-4）、（1-l-5）代入式（1-1-6），可得傅里葉定律在直角坐標(biāo)系中的投影表達(dá)式為（1-1-7）傅里葉定律適用于穩(wěn)態(tài)和非穩(wěn)態(tài)的、無熱源和有熱源的溫度場，也適用于常物性和物性隨溫度改變的情況。但對于各向異性材料將必須作一定的修改。1-1導(dǎo)熱基本定律傅里葉定律建立了溫度場和熱流場之間的聯(lián)系，溫度場確定之后熱流場就被唯一地確定，并且可進(jìn)一步求得經(jīng)物體內(nèi)部或邊界上任意表面?zhèn)鲗?dǎo)的熱流量Q（如圖1-2所示）：（1-1-8）（1-1-9）其中，dA是面積元向量，方向為表面的外法線方向。1-1導(dǎo)熱基本定律圖1-2通過任意表面的熱流量

1-1-5導(dǎo)熱系數(shù)傅里葉定律的另一個作用就是定義了導(dǎo)熱系數(shù)，即（1-1-10）在導(dǎo)熱分析中，導(dǎo)熱系數(shù)是一個重要的物性參數(shù)，在給定溫度梯度的條件下熱流密度的大小正比于導(dǎo)熱系數(shù)。在國際單位制中，導(dǎo)熱系數(shù)的單位是W/(m·K)。導(dǎo)熱系數(shù)與材料的種類及其所處的狀態(tài)有關(guān)。固體、液體與氣體，金屬與介電質(zhì)的內(nèi)部結(jié)構(gòu)不同，導(dǎo)熱的機(jī)理也有很大的差異。對于絕大多數(shù)材料，現(xiàn)在還不能根據(jù)其結(jié)構(gòu)和導(dǎo)熱機(jī)理來計算其導(dǎo)熱系數(shù)。各種實際應(yīng)用材料的導(dǎo)熱系數(shù)主要是通過實驗的方法得到的。目前已有一系列不同的實驗方法可用來測定各種材料在不同溫度范圍內(nèi)的導(dǎo)熱系數(shù)，特別是20世紀(jì)60年代以來發(fā)展起來的多種非穩(wěn)態(tài)的方法，由于其測試時間短（幾秒至幾十秒）、適應(yīng)性強(qiáng)等優(yōu)點，已被廣泛采用。1-1導(dǎo)熱基本定律一般來說，材料的導(dǎo)熱系數(shù)是溫度的函數(shù)。大多數(shù)純金屬的導(dǎo)熱系數(shù)隨溫度的升高而減小，而氣體與介電材料的導(dǎo)熱系數(shù)隨溫度的升高而增加。在極低溫條件下（0-60K），金屬的導(dǎo)熱系數(shù)隨溫度有劇烈的變化，且可以達(dá)到很高的值。例如，純銅在10K時的導(dǎo)熱系數(shù)可達(dá)1.9×104W/(m·K)。對于液體和氣體，特別是在接近臨界狀態(tài)的條件下，導(dǎo)熱系數(shù)還與壓力有關(guān)。接近真空的稀薄氣體中的傳熱已不屬于經(jīng)典的導(dǎo)熱過程。在求解導(dǎo)熱問題時常常假定導(dǎo)熱系數(shù)是常量，即不隨溫度變化。根據(jù)傅里葉定律，此時熱流與溫度梯度成線性關(guān)系，問題的求解可以得到很大簡化。在需要考慮導(dǎo)熱系數(shù)隨溫度變化而溫度變化范圍又不太大時，工程上常用線性關(guān)系來近似導(dǎo)熱系數(shù)與溫度的關(guān)系，即（1-1-11）1-1導(dǎo)熱基本定律為了對各種材料導(dǎo)熱系數(shù)的大小有一個數(shù)量級的概念，一些典型材料在通常工程溫度范圍內(nèi)的導(dǎo)熱系數(shù)的范圍列于下面：金屬50-415W/(m·K)合金l2-120W/(m·K)非金屬液體0.17-0.7W/(m·K)隔熱材料0.02-0.17W/(m·K)大氣壓力下的氣體0.007-0.17W/(m·K)從以上數(shù)據(jù)可以看到，在通常的溫度范圍內(nèi)導(dǎo)熱性能最好的材料與最差的材料相比，導(dǎo)熱系數(shù)大約相差5個數(shù)量級。這雖然是相當(dāng)懸殊的差別，但從實際應(yīng)用的需要來看，導(dǎo)熱材料和隔熱材料在導(dǎo)熱性能上的反差仍顯得太小。1-1導(dǎo)熱基本定律半無限大的物體引入過余溫度問題的解為

誤差函數(shù)無量綱變量誤差函數(shù)：令說明:一旦物體表面發(fā)生了一個熱擾動，無論經(jīng)歷多么短的時間無論x有多么大，該處總能感受到溫度的變化。

無量綱坐標(biāo)傅里葉定律的局限性熱擾動應(yīng)該以一定的速度傳播。修正的傅里葉定律a熱擴(kuò)散率c熱傳播速度松弛時間

在深冷時或在熱負(fù)荷急劇變化的場合，左邊第一項不能略去。俄羅斯流變學(xué)家AlxanderMalkin的流變學(xué)教材Rheology:Concepts,MethodsandApplications在第2章介紹粘彈性的時候，專門用一塊小字號的閱讀材料來解釋什么叫松弛時間——而且是作為物理學(xué)的一般性概念來介紹，簡短明快，值得借鑒。Relaxationtime—generalconceptinphysicsTheconceptofrelaxationhasageneralmeaningformanyphysicalphenomena.Itisareflectionofanideaofrestorationofequilibriumstatefromanonequilibriumcondition,regardlessofthereasonswhichcausedthedeparturefromequilibrium.Forexample,thiscanbeconcentrationfluctuationcausedbypurelystatisticalreasonsaswasconsideredbyMaxwell.LettheequilibriumvalueofsomephysicalparameterbeX∞,currentvalueofthisparameterbeX,andletitbesupposedthattherateofapproachofequilibriumisproportionaltothedistancefromtheequilibrium.Thisassumptionimmediatelyleadstothefollowingfirst-orderkineticequation:

wherekisakineticrateconstantwiththedimensionofreciprocaltime.TheparameterXintheinitialstateequalstoX0.Then,thesolutionofthisequationis

Now,ifX∞=0,thenthesimplestformofthisequationis

(*)Thelasttwoequationsdescribetherelaxationprocess,andthevalueof

iscalledthe

relaxationtime.Itsvaluecharacterizestherateofapprochoftheequilibrium(butnotthecompletetimenecessarytoreachthisequilibriumbecauseitisinfinitelylargeaccordingtoequation*）.松弛時間：溫度場的重新建立滯后于熱擾動改變的時間。§

1.2

導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述（數(shù)學(xué)模型）

1.導(dǎo)熱微分方程式導(dǎo)熱微分方程式+單值性條件建立數(shù)學(xué)模型的目的：求解溫度場假設(shè)：1）物體由各向同性的連續(xù)介質(zhì)組成；

2）有內(nèi)熱源，強(qiáng)度為，表示單位時間、單位體積內(nèi)的生成熱，單位為W/m3

；1）選取物體中的微元體作為研究對象；導(dǎo)熱數(shù)學(xué)模型的組成：方法：2）依能量守恒,根據(jù)傅里葉定律，建立微元體的熱平衡方程式歸納、整理，最后得出導(dǎo)熱微分方程式。

3）熱導(dǎo)率、比熱容和密度均為已知。理論基礎(chǔ)：Fourier定律+能量守恒定律導(dǎo)熱微分方程式dyyxodx根據(jù)能量守恒定律：導(dǎo)入微元體的總熱流量+

微元體內(nèi)熱源的生成熱-導(dǎo)出微元體的總熱流量=微元體熱力學(xué)能的增量a導(dǎo)入微元體的總熱流量b

導(dǎo)出微元體的總熱流量c

內(nèi)熱源的生成熱d

熱力學(xué)能的增量a、b、c、d代入能量守恒定律得：——三維、非穩(wěn)態(tài)、變物性、有內(nèi)熱源的導(dǎo)熱微分方程。導(dǎo)熱微分方程式建立了導(dǎo)熱過程中物體的溫度隨時間和空間變化的函數(shù)關(guān)系。1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述包括導(dǎo)熱微分方程和單值性條件。由于所考慮的導(dǎo)熱體系是靜止的，與外界沒有功的交換，所以體系得到的熱量應(yīng)該等于體系內(nèi)能的增加。體系得到的熱量可以有兩部分：一部分是由于導(dǎo)熱通過體系的界面?zhèn)魅氲臒崃浚硪徊糠质怯捎趦?nèi)熱源（化學(xué)反應(yīng)、電加熱等）的發(fā)熱而產(chǎn)生的熱量。參照圖1-3，導(dǎo)熱體系的體積為V，表面為A。單位時間內(nèi)通過表面A由導(dǎo)熱進(jìn)入體系的熱量為圖1-3導(dǎo)熱微分方程的推導(dǎo)

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

（1-2-1）其中dA是指向外法線方向的面積元向量，負(fù)號表示熱流指向體系內(nèi)部（與表面的外法線方向相反）。這里應(yīng)用了散度定理把面積分轉(zhuǎn)換為體積分，其中（1-2-2）稱為熱流向量q的散度。內(nèi)熱源的體積發(fā)熱率qv是單位時間內(nèi)單位體積的內(nèi)熱源的發(fā)熱量，在國際單位制中的單位是W/m3。一般來說，它可以是坐標(biāo)和時間的函數(shù)，記為qv(r,τ)。由此，單位時間內(nèi)體積V中內(nèi)熱源產(chǎn)生的熱量為（1-2-3）

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

單位時間內(nèi)體積V中熱量的增加Q3為（1-2-4）對導(dǎo)熱體系建立能量平衡方程，則有（1-2-5）（1-2-6）1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

由于式（1-2-6）對于整個或部分空間域是普遍適用的，它對體系內(nèi)的任一微元體積也成立。這樣，可以把積分號去掉，由此得到（1-2-7）根據(jù)傅里葉定律，熱流向量可以由溫度梯度得到。把式（1-1-6）代入方程（1-2-7）可以得到含有內(nèi)熱源的各向同性物體中的導(dǎo)熱微分方程：（1-2-8）如果導(dǎo)熱系數(shù)不隨空間位置和溫度而變化，則以上方程可簡化為（1-2-9）式中：▽2稱為拉普拉斯算子；稱為熱擴(kuò)散率或?qū)叵禂?shù)。熱擴(kuò)散率是材料的熱物理性質(zhì)，在國際單位制中的單位是m2/s。熱擴(kuò)散率表征材料內(nèi)部溫度趨于均勻的能力。

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

在常物性且沒有內(nèi)熱源的情況下，方程（1-2-9）進(jìn)一步簡化為擴(kuò)散方程，或稱傅里葉方程：（1-2-10）在穩(wěn)態(tài)條件下，，則有內(nèi)熱源時方程（1-2-9）簡化為泊松方程：（1-2-11）穩(wěn)態(tài)而無內(nèi)熱源時上式進(jìn)一步簡化為拉普拉斯方程：（1-2-12）泊松方程和拉普拉斯方程是典型的橢圓型偏微分方程。

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

在常物性條件下，非穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱由方程（1-2-9）描述。這種方程在偏微分方程的分類中稱為擴(kuò)散方程，或拋物線型方程。擴(kuò)散方程的特點是，物體在某一處受到的溫度（或熱）的擾動將以無限大的速度傳播到物體中的各處，也就是在距離擾動源無限遠(yuǎn)處也能瞬時地感受到該擾動的作用。導(dǎo)熱過程是依靠微觀粒子的熱運動而引起的物體內(nèi)能的遷移，認(rèn)為它的傳播速度是無限大在物理概念上顯然是不合適的。隨著現(xiàn)代科學(xué)技術(shù)的發(fā)展，在一些極端的條件下，例如時間極短（μs或ns量級）的激光脈沖加熱，以及接近0K（絕對零度）的超低溫固體氦中，發(fā)現(xiàn)導(dǎo)熱的規(guī)律與擴(kuò)散方程指示的結(jié)果有明顯的差異。為此有人建議，描述非穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱的控制方程應(yīng)該是衰減的波動方程。

（1-2-13）1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

這一方程不是拋物線型的，而是雙曲線型的，其中τ0稱為松弛時間，稱為熱傳播速度。由此，式（1-2-13）又可寫作（1-2-14）在或的極限情況下，上式退化為常規(guī)的導(dǎo)熱微分方程（1-2-10）。對于絕大多數(shù)的實際問題，上式等號左邊兩項中的第一項要比第二項小很多，可以相差達(dá)10個數(shù)量級，因此完全可以忽略不計。但是對于極短的時間，或是極低的溫度的問題，熱傳播速度為有限值的影響就可以表現(xiàn)出來。這也從另一個側(cè)面說明傅里葉定律只是從實際經(jīng)驗和實驗中抽象出來的表象性的規(guī)律，因而在適用范圍上有局限性。

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

1-2-1正交坐標(biāo)系中導(dǎo)熱微分方程的表達(dá)式在解決實際的導(dǎo)熱問題時，物體的形狀各式各樣，首先需要選擇適當(dāng)?shù)淖鴺?biāo)系，以減少自變量的數(shù)目和便于邊界條件的表達(dá)。一般來說，空間的一個點可由三個獨立的參數(shù)確定，這三個參數(shù)組成一個坐標(biāo)系。如果在空間任一點處沿坐標(biāo)軸方向的單位向量都兩兩垂直，則稱該坐標(biāo)系為正交坐標(biāo)系。最常用的坐標(biāo)系有直角坐標(biāo)系、柱坐標(biāo)系和球坐標(biāo)系，它們都是正交坐標(biāo)系。設(shè)有一正交坐標(biāo)系如圖l-4所示，是它的三個坐標(biāo)軸，相應(yīng)的坐標(biāo)軸方向的單位向量為。正交坐標(biāo)與直角坐標(biāo)x、y、z之間的函數(shù)關(guān)系為

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

圖1-4正交坐標(biāo)系1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

在正交坐標(biāo)系中任一點P處取正交微元六面體，相應(yīng)的坐標(biāo)增量，對應(yīng)的曲線微段的弧長為。（1-2-15）1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

令（1-2-18）則式（1-2-17）可以寫作（1-2-19）稱為拉梅系數(shù)，或稱度規(guī)系數(shù)。如果己知直角坐標(biāo)系和正交坐標(biāo)系之間的函數(shù)關(guān)系式（1-2-15），則可由式（1-2-18）確定拉梅系數(shù)。得到拉梅系數(shù)后，就可導(dǎo)得正交微元六面體中各個微元面積的表達(dá)式：（1-2-20）

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

或?qū)懽鳎?-2-21）其中。正交微元六面體中微元體積的表達(dá)式為（1-2-22）根據(jù)梯度、散度等基本量的定義，可以得到它們在正交坐標(biāo)系中的一般表達(dá)式。它們是（1-2-23）（1-2-24）

（1-2-25）二、梯度首先將算符按三個互相正交的基矢方向分解，得隨后將球坐標(biāo)與柱坐標(biāo)系的拉梅系數(shù)代入即得梯度，對于球坐標(biāo)，有(24)對于柱坐標(biāo)，有(25)三、散度與直角坐標(biāo)系中采用的方法一樣，從散度的定義式(26)出發(fā)，計算矢量場穿過圖A1.8中留個面元的通量。首先，矢量場穿出左、右兩個面元的通量為：注意，上式不僅E1，而且E1,H2,H3一般在左、右兩面元上所取的值不相同，因為H2與H3一般為坐標(biāo)的函數(shù)，寫成(27)式最后那種形式是為了便于找出規(guī)律性。于是，穿出前后兩個面元的通量為：(27)(29)(28)穿出上、下兩個面元的通量為：綜合上述，矢量場穿出圖A1.8中體積元左、右、前、后、上、下六個面的總通量為將上式及體積元的體積dV

=H1H2H3dq1dq2dq3，代入(26)式，即有對于球坐標(biāo)系，將H1=1,H2=R,H3=Rsinθ

代入，得(30)(31)

（1-2-25）

（1-2-24）

（1-2-23）1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

把式（1-2-23）～（1-2-25）代入以上導(dǎo)得的方程，例如適用于變導(dǎo)熱系數(shù)時的導(dǎo)熱微分方程（1-2-8），可得相應(yīng)的在一般正交坐標(biāo)系中的導(dǎo)熱微分方程為（1-2-26）在直角坐標(biāo)系（x，y，z）中，三個坐標(biāo)軸均為直線，因此有。對于如圖1-5所示的柱坐標(biāo)系（r，φ，z），其坐標(biāo)與直角坐標(biāo)之間的關(guān)系為，，

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

圖1-51-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

令、、，則由式（1-2-18）可得（1-2-27）同樣地，對于球坐標(biāo)系（r，θ，φ）有，，則可以導(dǎo)得球坐標(biāo)系中的拉梅系數(shù)為（1-2-28）

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

由此得直角坐標(biāo)系中的拉普拉斯算子表達(dá)式為（1-2-29）在柱坐標(biāo)系（r，φ，z）和球坐標(biāo)系（r，θ，φ）中，拉普拉斯算子的表達(dá)式分別（1-2-30）（1-2-31）

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

1-2-2導(dǎo)熱過程的單值性條件單值性條件包括以下各項：幾何條件——說明參與過程物體的大小和形狀。如果是各向異性材料，還應(yīng)給出導(dǎo)熱系數(shù)主軸的方向。物理條件——給定各種有關(guān)物理量的值，包括隨溫度變化的函數(shù)關(guān)系、有無內(nèi)熱源以及內(nèi)熱源的大小和分布。參考溫度時的導(dǎo)熱系數(shù)

在一定溫度范圍內(nèi)，大多數(shù)工程材料導(dǎo)熱系數(shù)可以近似認(rèn)為是溫度的線性函數(shù)。時間條件——說明過程在時間上的特點。穩(wěn)態(tài)過程不需要時間條件；對于非穩(wěn)態(tài)過程，則要給出初始溫度分布，即初始條件。邊界條件——描述在區(qū)域邊界上過程進(jìn)行的特點。幾何條件和物理條件通常體現(xiàn)在導(dǎo)熱微分方程的簡化和坐標(biāo)系的選取中，而時間條件(對非穩(wěn)態(tài)問題)和邊界條件則體現(xiàn)為單獨的數(shù)學(xué)表達(dá)式。

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

第一類邊界條件給定邊界上的溫度。一般情況下，邊界上的溫度可以是時間和位置的函數(shù)，并可表示為如下的形式：在邊界面S處（1-2-32）第二類邊界條件給定所求函數(shù)在邊界上的法向?qū)?shù)值，在導(dǎo)熱問題中等同于給定邊界上的法向熱流密度。一般情況下，邊界上的熱流密度可以是時間和位置的函數(shù)，并可表示為如下的形式：在邊界面S處（1-2-33）絕熱邊界滿足，是第二類邊界條件的一個特例。

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第三類邊界條件給定所求函數(shù)在邊界上的函數(shù)值和法向?qū)?shù)值的線性組合，在導(dǎo)熱問題中等同于結(jié)定外界介質(zhì)的溫度和邊界上的對流換熱表面?zhèn)鳠嵯禂?shù)，由此又稱為對流邊界條件。在邊界面S處（1-2-34）式中：等號左邊是在表面外法線方向上物體內(nèi)部導(dǎo)熱的熱流密度；等式右邊是物體表面通過牛頓冷卻定律傳遞給環(huán)境的熱量。第一類邊界條件和第二類（絕熱）邊界條件都可以看作是第三類邊界條件的特例。如果h＝0，則第三類邊界條件轉(zhuǎn)化為絕熱邊界條件；如果h＝，則有，第三類邊界條件轉(zhuǎn)化為第一類邊界條件。例如，對于圖1-6所示的與x方向垂直的兩個表面，其邊界條件應(yīng)分別為

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

圖1-6對流邊界條件和外法線方向1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

除了由單一非復(fù)合材料組成的物體外，還需要確定物體的內(nèi)部條件，用以表征諸如交界面熱阻和交界面反應(yīng)這樣一些影響。最常見的情形是在求解復(fù)合區(qū)域的導(dǎo)熱問題時需要列出區(qū)域分界面上的邊界條件。通過交界面的熱交換是由通過真正接觸點的導(dǎo)熱、通過截留在縫隙內(nèi)的流體的導(dǎo)熱以及通過縫隙的輻射傳熱這三種機(jī)理綜合進(jìn)行的。結(jié)合處的總熱導(dǎo)是由接觸材料（它們的導(dǎo)熱系數(shù)、表面粗糙度、不平度以及硬度）、接觸壓力、結(jié)合處的平均溫度和熱流、縫隙內(nèi)流體的性質(zhì)（液體、氣體、真空）、是否存在氧化皮或填隙材料等一系列因素決定的。通過兩種不同材料1和2間粗糙接觸面的穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱狀況如圖1-7所示，接觸面附近可能存在一明顯的溫度躍變。定義一假想的交界面溫降t，它是由兩種材料遠(yuǎn)離接觸面處按線性變化的實際溫度外推至中心線得出的。在穩(wěn)態(tài)熱流q的情況下，單位交界面接觸熱阻定義為1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

圖1-7交接面上的接觸熱阻圖1-8理想接觸時的邊界條件

1-2固體導(dǎo)熱問題的數(shù)學(xué)描述

（1-2-35）對于理想接觸，溫降等于零，Rc＝0。在這種情況下，內(nèi)部邊界條件就是溫度分布和熱流在交界面上連續(xù)，即在如圖1-8所示的系統(tǒng)中，分界面上的邊界條件可寫作（1-2-36）其中兩個偏導(dǎo)數(shù)的正方向為兩區(qū)域各自的外法線方向，因此式中出現(xiàn)負(fù)號。這樣的邊界條件也有稱為第四類邊界條件的。

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如果在界面上有接觸熱阻存在，則溫度分布在界面上不再連續(xù)，以上邊界條件應(yīng)改為（1-2-37）提高壓緊兩種材料的壓力可以增加隨機(jī)性質(zhì)的點接觸和大尺度的面接觸，因為壓緊可以使凹凸不平的面配合緊密，可以克服被波紋不平度造成的非理想接觸，還可以使兩種較軟材料發(fā)生彈性和塑性變形。為了降低接觸熱阻也可以人為地在接觸面之間插入容易變形的高導(dǎo)熱系數(shù)的填隙材料。此外，也有一些導(dǎo)熱問題的邊界條件是非線性的。如熱輻射邊界條件的熱流與邊界溫度的四次冪有關(guān)；自然對流邊界條件的熱流正比于溫差的5/4或4/3次方。與相變（如熔化、凝固、燒蝕）相聯(lián)系的邊界條件也是非線性的。表示的傅里葉定律只適用于各向同性材料。在工程實際中也可能遇到各向異性材料，它們的物性在空間的各個方向上不相同。如晶體材料、木材、石墨和沉積巖等是典型的各向異性材料；層壓的復(fù)合材料、硅鋼片疊加而成的鐵芯等，在宏觀上也有各向異性的特征。各向異性材料導(dǎo)熱與各向同性材料重要差別：一、各向異性材料沿各方向的導(dǎo)熱系數(shù)不同；二、各向異性材料在某一方向上的熱流密度分量不僅與該方向上的溫度變化率有關(guān)，而且還與其垂直方向上的溫度變化率有關(guān)。1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

在各向異性材料內(nèi)部，溫度場、等溫面和溫度梯度的概念仍適用，熱流向量的定義也不變。但此時導(dǎo)熱系數(shù)不再是一個與方向無關(guān)的標(biāo)量，即從一點出發(fā)，沿各個方向的導(dǎo)熱系數(shù)不同。熱流向量的分量，例如qx，一般取決于沿x、y、z三個方向的溫度梯度的線性組合。在直角坐標(biāo)系中可表示為

（1-3-1）1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

由此可見，對于各向異性材料，熱流向量與溫度梯度不再共線，亦即熱流向量不再垂直于通過考察點的等溫面。上式寫成向量的形式為（1-3-2）其中

是各向異性材料的導(dǎo)熱系數(shù)，由9個導(dǎo)熱系數(shù)分量組成。式（1-3-1）就是各向異性材料中的傅里葉定律在直角坐標(biāo)系中的表達(dá)式，同樣地建立了各向異性材料中溫度場與熱流場的聯(lián)系。雖然溫度梯度和熱流向量以及它們之間的關(guān)系是客觀存在的，不依坐標(biāo)的取向而變化，但是它們在坐標(biāo)軸上的投影，特別是各導(dǎo)熱系數(shù)分量的值將隨坐標(biāo)取向的變化而變化。因此首先要研究導(dǎo)熱系數(shù)分量在不同坐標(biāo)系中的變換。1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

圖1-9直角坐標(biāo)系原點的旋轉(zhuǎn)1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

當(dāng)坐標(biāo)系（x，y，z）繞原點O旋轉(zhuǎn)一個角度后，得到新坐標(biāo)系（），如圖1-9所示。新舊坐標(biāo)的關(guān)系為（1-3-3）或簡寫成（1-3-4）其中，，1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

熱流向量與溫度梯度的聯(lián)系在新坐標(biāo)系（）內(nèi)表示為（1-3-5）用表示上述導(dǎo)熱系數(shù)矩陣，即1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

利用線性代數(shù)中有關(guān)線性變換的知識，或根據(jù)張量的坐標(biāo)變換的性質(zhì)，可以導(dǎo)得在不同坐標(biāo)系中導(dǎo)熱系數(shù)矩陣之間的關(guān)系：（1-3-6）根據(jù)線性變換的性質(zhì)，總可以選擇一個適當(dāng)?shù)淖鴺?biāo)系，記為（，，），使矩陣進(jìn)一步轉(zhuǎn)換為對角矩陣，即把式（1-3-1）轉(zhuǎn)換為（1-3-7）亦即，，（1-3-8）1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

此時坐標(biāo)系（，，）稱為導(dǎo)熱系數(shù)的主軸，稱為各向異性材料的三個主導(dǎo)熱系數(shù)。以下僅就二維問題為例說明各向異性材料中導(dǎo)熱問題的特點。圖1-10表示一塊各向異性材料，其中斜線是表示各向異性特征的，與是導(dǎo)熱系數(shù)的主軸，分別為這兩個方向的主導(dǎo)熱系數(shù)。如果z坐標(biāo)軸與另一個導(dǎo)熱系數(shù)主軸重合，且有，則由式（1-3-8）得。該問題是一個二維問題。在坐標(biāo)系（，）中，1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

圖1-10各向異性材料中的二維導(dǎo)熱1-3各向異性材料中的導(dǎo)熱

在坐標(biāo)系（x，y）中（1-3-9）根據(jù)不同坐標(biāo)系中導(dǎo)熱系數(shù)矩陣的換算關(guān)系式（1-3-6），可得（1-3-10）

其中C表示坐標(biāo)系（x，y）和（，）間的變換矩陣：