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、熱傳導二、對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、熱傳導熱量不依靠宏觀混合運動而從物體的高溫區(qū)向低溫區(qū)移動的過程；借助于物體分子、原子、離子、自由電子等微觀粒子的熱運動產(chǎn)生的熱量傳遞，簡稱導熱；導熱在氣體、液體和固體中均能發(fā)生；導熱的推動力：溫度差。第3頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月

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

熱導率單位溫度梯度下的熱通量。表征物質(zhì)熱傳導能力的大小，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，附錄。一、熱傳導第5頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月

介質(zhì)熱導率，W/(m.oC)

氣體

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

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

對流傳熱是由流體內(nèi)部各部分質(zhì)點發(fā)生宏觀運動和混合而引起的熱量傳遞過程，因而對流傳熱只能發(fā)生在流體內(nèi)部。

對流傳熱強制對流傳熱自然對流傳熱—外力作用引起；—流體的密度差引起。二、對流傳熱第11頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月本課程研究的對流傳遞包括：①運動流體與固體壁面之間的熱量傳遞；②兩個不互溶流體在界面的熱量傳遞。二、對流傳熱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

對流傳熱速率可由牛頓冷卻定律描述，即：對流傳熱通量對流傳熱系數(shù)或膜系數(shù)流體與壁面間溫度差W/m2二、對流傳熱第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。熱輻射與熱傳導和對流傳熱的最大區(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

二、能量方程的特定形式三、柱坐標系與球坐標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

能量守恒定律封閉系統(tǒng)的熱力學第一定律—拉格朗日觀點在流場中選一微元系統(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月熱力學第一定律在流體微元上的表達式單位時間變化速率Lagrange觀點[J/s]微元系統(tǒng)dV設某一時刻，微元系統(tǒng)的體積為dV=dxdydzM=ρdVJ/(kg.s)一、能量方程的推導

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

第18頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月（1）對流體微元加入的熱速率加入的熱速率①環(huán)境流體導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—無對流傳熱；輻射傳熱可忽略。一、能量方程的推導

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

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

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

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J/(m3

.s）

故對于一般情況，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

第23頁，課件共34頁，創(chuàng)作于2023年2月（2）表面應力對流體微元所作的功率表面應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

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號表示壓力方向與法線方向相反J/

s一、能量方程的推導

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J/(m3

.s）

故散逸熱速率J/s（2）一、能量方程的推導

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

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）不可壓縮流體的對流傳熱當流速不是特別高、黏度較低時不可壓縮流體化簡得第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月令則導溫系數(shù)(熱量擴散系數(shù))展開得對流傳熱微分方程二、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）固體中的熱傳導固體內(nèi)部：化簡得導熱微分方程二、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)導熱傅立葉第二定律若無內(nèi)熱源穩(wěn)態(tài)導熱