傳遞過程原理第六章

傳遞過程原理第六章第1頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月6.1熱量傳遞的基本方式三、輻射傳熱一、熱傳導(dǎo)二、對(duì)流傳熱第六章傳熱概論與能量方程第2頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月一、熱傳導(dǎo)熱量不依靠宏觀混合運(yùn)動(dòng)而從物體的高溫區(qū)向低溫區(qū)移動(dòng)的過程；借助于物體分子、原子、離子、自由電子等微觀粒子的熱運(yùn)動(dòng)產(chǎn)生的熱量傳遞，簡(jiǎn)稱導(dǎo)熱；導(dǎo)熱在氣體、液體和固體中均能發(fā)生；導(dǎo)熱的推動(dòng)力：溫度差。第3頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月

描述導(dǎo)熱現(xiàn)象的物理定律為傅立葉定律（FourierLaw），其數(shù)學(xué)表達(dá)式為導(dǎo)熱通量熱通量與溫度梯度方反熱導(dǎo)率或?qū)嵯禂?shù)溫度梯度W/m2一、熱傳導(dǎo)第4頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月W/(m.oC）

熱導(dǎo)率單位溫度梯度下的熱通量。表征物質(zhì)熱傳導(dǎo)能力的大小，是物質(zhì)的基本物理性質(zhì)之一，其值與物質(zhì)的形態(tài)、組成、密度、溫度及壓力有關(guān)。來源：手冊(cè)，附錄。一、熱傳導(dǎo)第5頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月

介質(zhì)熱導(dǎo)率，W/(m.oC)

氣體

0.006～0.06液體0.1～0.7非導(dǎo)電固體0.2～3.0金屬15～420絕熱材料

0.003～0.06一、熱傳導(dǎo)第6頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月（1）氣體的熱導(dǎo)率氣體無關(guān)（極高、極低壓力除外）～～常壓氣體混合物組分i的摩爾分?jǐn)?shù)組分i的摩爾質(zhì)量一、熱傳導(dǎo)第7頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月（2）液體的熱導(dǎo)率金屬液體的熱導(dǎo)率比一般的液體要高。純液體的熱導(dǎo)率比其溶液的要大。液體～～無關(guān)除水和甘油外一、熱傳導(dǎo)第8頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月3.固體的熱導(dǎo)率純金屬的導(dǎo)熱系數(shù)與電導(dǎo)率的關(guān)系可用魏德曼（Wiedeman）-弗蘭茲（Franz）方程描述良好的電導(dǎo)體必然是良好的導(dǎo)熱體，反之亦然。熱導(dǎo)率電導(dǎo)率洛倫茲(Lorvenz)數(shù)一、熱傳導(dǎo)第9頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月大多數(shù)均質(zhì)固體，熱導(dǎo)率與溫度近似呈線性：大多數(shù)金屬材料，<0大多數(shù)非金屬材料，>00oC時(shí)的導(dǎo)熱系數(shù)溫度系數(shù)注意k一般為平均導(dǎo)熱系數(shù)。若沿各方向的導(dǎo)熱系數(shù)相等—多維導(dǎo)熱同性。一、熱傳導(dǎo)第10頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月

對(duì)流傳熱是由流體內(nèi)部各部分質(zhì)點(diǎn)發(fā)生宏觀運(yùn)動(dòng)和混合而引起的熱量傳遞過程，因而對(duì)流傳熱只能發(fā)生在流體內(nèi)部。

對(duì)流傳熱強(qiáng)制對(duì)流傳熱自然對(duì)流傳熱—外力作用引起；—流體的密度差引起。二、對(duì)流傳熱第11頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月本課程研究的對(duì)流傳遞包括：①運(yùn)動(dòng)流體與固體壁面之間的熱量傳遞；②兩個(gè)不互溶流體在界面的熱量傳遞。二、對(duì)流傳熱t(yī)ftsts＞tf流向液體↓tl↑氣體tg第12頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月

對(duì)流傳熱速率可由牛頓冷卻定律描述，即：對(duì)流傳熱通量對(duì)流傳熱系數(shù)或膜系數(shù)流體與壁面間溫度差W/m2二、對(duì)流傳熱第13頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月

因熱的原因而產(chǎn)生的電磁波在空間的傳遞稱為熱輻射。熱輻射與熱傳導(dǎo)和對(duì)流傳熱的最大區(qū)別就在于它可以在完全真空的地方傳遞而無需任何介質(zhì)。

描述熱輻射的基本定律是斯蒂芬(Stefan)-玻爾茲曼(Boltzmann)定律：三、輻射傳熱第14頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月6.1熱量傳遞的基本方式6.2能量方程一、能量方程的推導(dǎo)

二、能量方程的特定形式三、柱坐標(biāo)系與球坐標(biāo)系的能量方程第六章傳熱概論與能量方程第15頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月一、能量方程的推導(dǎo)

能量守恒定律封閉系統(tǒng)的熱力學(xué)第一定律—拉格朗日觀點(diǎn)在流場(chǎng)中選一微元系統(tǒng)：質(zhì)量一定，體積和形狀變化。J/kg第16頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月熱力學(xué)第一定律在流體微元上的表達(dá)式單位時(shí)間變化速率Lagrange觀點(diǎn)[J/s]微元系統(tǒng)dV設(shè)某一時(shí)刻，微元系統(tǒng)的體積為dV=dxdydzM=ρdVJ/(kg.s)一、能量方程的推導(dǎo)

dzdxdy第17頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月流體微元內(nèi)能增長(zhǎng)速率加入流體微元的熱速率環(huán)境對(duì)流體微元所作的功率一、能量方程的推導(dǎo)

第18頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月（1）對(duì)流體微元加入的熱速率加入的熱速率①環(huán)境流體導(dǎo)入流體微元的熱速率；②流體微元發(fā)熱速率；③輻射傳熱速率。采用拉格朗日方法—無對(duì)流傳熱；輻射傳熱可忽略。一、能量方程的推導(dǎo)

第19頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月x方向：導(dǎo)入的熱速率導(dǎo)出的熱速率（導(dǎo)入－導(dǎo)出)x一、能量方程的推導(dǎo)

第20頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月同理，y，z方向：總的導(dǎo)熱速率差（導(dǎo)入－導(dǎo)出)y（導(dǎo)入－導(dǎo)出)z（導(dǎo)入－導(dǎo)出)一、能量方程的推導(dǎo)

第21頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月代入得設(shè)導(dǎo)熱三維同性，kx=ky=kz=k，由傅立葉定律（導(dǎo)入－導(dǎo)出)一、能量方程的推導(dǎo)

第22頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月則—單位體積流體生成的熱速率設(shè)J/(m3

.s）

故對(duì)于一般情況，假定微元系統(tǒng)內(nèi)部存在內(nèi)熱源。（1）一、能量方程的推導(dǎo)

第23頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月（2）表面應(yīng)力對(duì)流體微元所作的功率表面應(yīng)力壓力引起使流體微元發(fā)生體積形變黏滯力引起—膨脹功由于黏性產(chǎn)生摩擦—摩擦熱一、能量方程的推導(dǎo)

第24頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月J/(m3

.s）

流體微元體積形變速率為流體微元所作的膨脹功率為或負(fù)號(hào)表示壓力方向與法線方向相反J/

s一、能量方程的推導(dǎo)

第25頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月—單位體積流體產(chǎn)生的摩擦熱則設(shè)J/(m3

.s）

故散逸熱速率J/s（2）一、能量方程的推導(dǎo)

第26頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月能量方程：由能量方程將（1）及（2）代入上式，得J/(m3.s）一、能量方程的推導(dǎo)

第27頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月二、能量方程的特定形式（1）不可壓縮流體的對(duì)流傳熱當(dāng)流速不是特別高、黏度較低時(shí)不可壓縮流體化簡(jiǎn)得第28頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月定壓比熱容由不可壓縮流體因此得定容比熱容或二、能量方程的特定形式第29頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月令則導(dǎo)溫系數(shù)(熱量擴(kuò)散系數(shù))展開得對(duì)流傳熱微分方程二、能量方程的特定形式第30頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月（2）固體中的熱傳導(dǎo)固體內(nèi)部：化簡(jiǎn)得導(dǎo)熱微分方程二、能量方程的特定形式第31頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月若無內(nèi)熱源泊松(Poisson)方程若穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱傅立葉第二定律若無內(nèi)熱源穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱