第六版传热学知识点数理一天背完

第六版传热学知识点数理一天背完
绪论
1.热能传递的基本方式：热传导热对流热辐射
2.热传导当物体内有温度差或两个不同物体接触时，在各部分之间不发生相对位移的情况下，依靠物质微粒分子原子或自由电子的热运动产生的热传递现象，导热是物质的属性，可以在固体液体及气体中发生。

在引力场下单纯的导热一般只发生在密实的固体中，液体和气体中可能出现对流。

3.热对流由于流体宏观运动引起的流体各部分之间发生相对位移，冷热流体相互掺杂引起的热量传递。

工程上研究流体通过一个物体表面时流体对物体表面间热量传递的过程，称对流传热。

流动起因分类为自然对流与强制对流，另有沸腾传热与凝结传热。

4.热辐射依靠物体表面发射可见和不可见射线电磁波又称光子传递热量。

辐射与吸收的过程造成了以辐射方式进行的物体间的热量传递。

5.热流量单位时间内通过某一定面积的热量成为热流量
6.热流密度单位时间通过单位面积的热量
7.傅里叶定律牛顿冷却公式斯蒂芬玻尔兹曼定律
导热理论基础
1.温度场某一时刻物体的温度在空间上的分布，温度是三维坐标与时间的函数。

温度不随时间变化的温度场为稳态温度场。

2.等温面与等温线温度场中所有温度相同的点连接构成等温面，不同的等温面与同一平面相交称为等温线。

同一时刻同一地点不能具有一个以上的温度值，等温面线不会彼此相交。

疏密反映区域导热热流密度的大小。

3.温度梯度沿不同方向单位距离的温度变化称为温度的变化率。

以等温面上一点的法线方向为方向，数值等于这个最大温度变化率的矢量称为温度梯度。

4.热流矢量等温面上某点以通过该点的最大热流密度方向为方向，
数值上等于沿该方向热流密度的矢量称为热流密度矢量。

5.傅里叶定律把热流矢量与温度梯度联系起来，热流矢量和温度梯度位于等温面的同一法线上，但指向温度降低的方向。

6.热导率热导率的数值就是物体中单位温度降低单位时间通过单位面积的到热量。

热导率表征物质导热能力的大小。

一般而言金属比非金属具有较高的热导率，物质的固相比它们的液相热导率高，液相比气相高，晶体又比无定形态具有较好的导热性能，晶体中的化学杂志会降低其热导率，纯金属比对应的合金具有高得多的热导率。

许多工程材料在一定温度范围内可以认为是温度的线性函数。

7.气体气体热导率在0.006~0.6W/(mK）范围内。

当气体压力升高时气体的密度增大，自由行程减小，乘积为常数。

因而除非压力很低或者压力很高，可以认为气体的热导率不随压力发生变化。

气体的热导率随温度的升高而增大，因为气体的分子运动平均速度和比定容热容均随温度升高而增大。

气体中氢和氦的热导率远高于其他气体，4~9倍，因为分子质量很小，具有较高的平均速度。

空气的热导率约为0.024W/(mK），双层玻璃窗中的玻璃夹层。

混合气体的热导率不能像比热容那样用简单的部分求和确定，需要用实验方法测定。

8.液体液体的热导率在0.07~0.7W/(mK）范围内。

液体的导热主要依靠晶体振动实现。

温度升高时，非缔合液体或弱缔合液体，分子量是不变的，密度减小热导率下降。

对于强缔合液体，水和甘油等，它们的分子量是变化的而且随温度变化，目前没有可解释的理论233。

主要靠实验。

水和甘油在一定范围内热导率随温度上升。

9.金属金属的热导率在12~428W/(mK）范围内。

大多数纯金属的热导率随着温度的增大而减小。

金属的导热主要依靠自由电子的迁移，其次晶格的振动。

温度升高晶格振动的加强干扰了自由电子的运动使热导率下降。

金属导热率和导热率互成比例。

掺入杂质会破坏晶格的
完整性而干扰电子的运动使热导率减小。

金属的加工会造成晶格的缺陷，因而化学成分相同的金属热导率也会因加工情况而有所不同。

10.非金属材料（介电体）建筑材料和保温保冷材料的热导率大约
在0.025~3.0W/(mK）范围内。

热导率都随温度的升高而增大。

保温材料泡沫塑料制品298K时热导率不大于0.080，密度不大于300；保冷材料298K热导率不大于0.44，密度不大于60，吸水率不大于4%；泡沫橡胶制品273K0.0369510%。

多孔材料填充孔隙的气体如空气具有低的热导率，良好的保温材料都是孔隙多。

但是容重过轻，小的孔隙连成通道或者孔隙较大时会引起孔隙内空气对流作用加强以及孔隙壁辐射作用的加强，反而使热导率升高。

气凝胶的热导率甚至低于空气，气凝胶固体是由非常小的彼此相连的三维网络结构构成，热量传递需要经过非常复杂的曲折回路，另外内部孔隙小于气体分子的平均自由程从而影响气相传热。

气凝胶广泛应用与航空航天汽车及建筑领域。

采用非金属材料窗框是建筑节能的有效措施之一。

多孔材料的热导率受湿度影响很大，水分的渗入替代了相当一部分空气，水分的迁移也也传递了热量。

对建筑物的围护结构应防潮、
11.纳米流体在低导热性能的液体中添加具有高导热性能的固体，形成一类新型高导热性能的固体粒子悬浮液。

毫米或者微米级的粒子容易引起管道磨损阻塞，容易团聚沉淀，因而需要减小粒子的粒径不易沉淀且具有更大的表面积。

纳米流体具有广阔的应用前景。

12.导热微分方程式在傅里叶定律的基础上，借助能量守恒与转化定律，建立起温度场通用微分方程，亦即导热微分方程式。

13.导热过程的单值性条件几何条件说明参与传热过程物体的几何形状和大小；物理条件说明参与导热过程的物体的物理特征如热导率密度比热容内热源等；边界条件说明物体边界上过程进行的特点。

14.第一类边界条件已知任何时刻物体边界面上的温度值
15.第二类边界条件已知任何时刻物体边界面上的热流密度值
16.第三类边界条件已知边界面周围流体温度和边界面与流体之间的表面传热系数非单纯的第三类边界条件时可能有对流与辐射并存的复合边界条件
17.第四类边界条件已知两物体表面紧密接触时的情形，接触面处两物体的温度相等，通过接触面的热流密度也相等
18.热扩散率表征物体加热或冷却时，物体内部各部分我温度趋向
均匀一致的能力
19.傅里叶定律及导热微分方程的适用范围对于以下三种情况不适用温度效应：物体的温度接近0K时；时间效应：当过程作用时间极短，与材料本身固有的时间尺度相接近时；尺度效应：当过程发生的空间尺寸极小，与微观粒子平均自由行程相接近时
稳态导热
1.典型的一维稳态导热问题分析无限大平壁圆筒壁球壳
2.变截面或变导热系数的一维问题对于一维导热的第一类热边界条件问题，目的在于获得热流量的计算式，可以采用直接对傅里叶导热定律表达式积分的方法。

3.临界热绝缘直径为了减少管道的散热损失加保温层，热阻中保温层热阻和保温层外侧对流换热热阻之间的大小关系决定是否能减少热损失。

临界直径为保温层热导率的2倍除以保温层外侧对流换热热阻。

4.神他妈的肋片在一些换热设备中，传热表面常常做成带肋的形式，加大了散热的表面积，可降低对流传热的热阻起到增强传热的作用。

对于一个固体两侧与流体之间表面传热系数悬殊的传热过程，在表面传热系数较小的那一侧加肋壁以降低对流传热的热阻更有效。

5.等截面直肋的导热四个咸鱼假设条件材料的导热系数、表面传热系数以及肋高方向的横截面积均各自为常数；肋片温度在垂直于纸面方向即长度方向不发生变化，因此可以取一个截面（即单位长度）来分析；表面上的传热热阻远远大于肋片中的导热热阻，因而在任一截
面上肋片温度可以认为是均匀的；肋片顶端可以视为绝热，dt/dx=0
6.等截面直肋导热分析导热微分方程稳态一维有内热源然后积分得到结果得到过余温度沿肋高的分布
7.肋片散热稳态条件下，由肋片表面散至周围介质的热量应等于通过肋基导入肋片的热量，于是对过余温度分布求导，取肋基处乘以热导率和截面积乘-1完事。

不考虑肋端散热，上式对于一般的工程计
算特别是薄而高的肋片可以得到足够准确的结果，考虑肋端散热时，工程计算中将肋高加上肋片厚度的一半，再认为肋端是绝热的。

8.肋片效率肋片表面的温度是沿肋高逐渐降低的，肋片表面的平均温度必然低于肋基的温度。

肋片效率就是衡量肋片散热有效程度的指标，它定义为在肋片表面平均温度下，肋片的实际散热量与假定整个肋片表面都处在肋基温度时理想散热量的比值，即th（ml）除以ml。

9.1/ch（ml）与th（ml）图的变化规律th（ml）的数值随ml的增加而趋于一定值，反映了肋片高度增加到一定程度时，再增加肋片高度散热量增加很少反而会导致肋片效率的降低。

1/ch（ml）随着ml 的增大而减小，ml大的肋片其肋端过余温度较低，肋片平均温度较低，肋片的效率也比较低，ml较小时有较高的肋片效率。

材料尽量用热导率较大的材料以减少m，另外m随着环绕面积与界面积的商，某些场合下必须采用变截面肋片，提高肋片效率也减轻肋片重量。

一般80%以上的肋片效率较好。

10.其它肋片其它的肋片都有各自相应的肋片效率，但计算公式复杂。

于是做成曲线及肋片效率与各个参数之间的关系。

11.肋片总效率考虑肋片根部表面积的情况
12.如何判断是否应在基础表面上增加肋片增加肋片加大了对流面积，有利于减小总面积热阻，但是肋片增加了固体导热阻力。

因此增加肋片是否有利取决于肋片的导热阻力与表面对流传热阻力之比及毕渥数，当Bi小于等于0.25时加肋总是有利的
13.接触热阻两个名义上相互接触的固体表面，实际接触仅发生在一些离散的面积元上，在未接触的界面之间的间隙中常常充满了流体介质，热量将以导热的方式穿过这层间隙，与两固体表面真正完全接触相比，增加了附加的传递热阻称为接触热阻。

14.减小接触热阻的方式在接触表面之间衬以热导率较大而硬度较低的银箔铜箔，对降低接触热阻有明显的效果；采用胀管或浸镀锡液；在接触面上涂一层特殊的热涂油，填充空隙代替空气。

15.二维稳态导热归结为导热量为形状因子S乘以热导率乘以温差。

一坨形状因子见教材。

非稳态导热
1.两类非稳态导热根据物体温度随时间的推移而变化的特性，非稳态导热可分为两类，物体的温度随时间推移逐渐趋于恒定的值以及物体的温度随时间而做周期性的变化。

及瞬态的和周期性的两类。

非稳态导热一般不能用热阻的方法来作问题的定量分析。

2.瞬态的非稳态导热的三个阶段第一阶段又称非正规状况阶段，特点是温度变化从边界面逐渐深入到物体内部，此时物体内各处温度随时间的变化率是不同的，温度分布受初始温度分布的影响很大。

随着时间的推移，初始温度分布的影响逐渐消失，进入到第二阶段，此时物体内各处温度随时间变化的变化率具有一定的规律，称为正规阶段。

物体加热和冷却的第三阶段就是建立新的稳态阶段，理论上需要无限长的时间才能达到，实际经过一段长时间后，物体各处的温度可以近似认为已达到新的稳态。

3.周期性非稳态导热的特点一方面物体内部各处的温度按一定的振幅随时间周期地波动，另一方面同一时刻物体内的温度分布也是振荡变化的。

4.Bi数Bi数表征平板导热热阻与对流传热热阻的相对大小
5.Fo数Fo数是非稳态导热过程的无量纲时间，表征非稳态导热进行的程度。

在非稳态导热过程中，这一无量纲时间越打，扰动就越深入地传播到物体内部，因而物体内部各点的温度
越接近周围介质的温度。

6.Fo数大于等于0.2时，用级数的第一项描述已足够准确。

在其大于等于0.2时，物体在任何给定点过余温度的对数将随时间按线性变化。

在进入正常情况以后即Fo大于等于0.2，冷却率m不取决于时间，也不取决于空间位置，它仅取决于物体的热物性参数、形状和尺寸以及物体表面的边界条件。

7.Bi数变化对第三类边界条件下平板温度分布的影响Bi数趋于无穷说明表面传热系数趋于无限大，即对流传热热阻趋于0，平壁的表面温度几乎从冷却开始就立即降低到流体温度，此条件下相当于给定第一类边界条件；Bi趋于0时意味着物体的导热热阻趋于0，此时物体内的温度分布趋于均匀一致；Bi数在中间时温度分布也趋于中间。

无
穷大时定向点在壁面上，0时在无穷远处，中间时在壁面外。

8.抠脚的集总参数法Bi<0.1时，平壁中心与表面温度的差别小于等于5%，温度接近于一致。

这种忽略物体内部热阻，认为物体温度趋于均匀一致的分析方法称为集总参数法。

由物体冷却过程的热平衡关系给出：-pcVdθ/dτ=hAθ，然后一路推，θ=θ。

exp（-BiFo），定型尺寸为V/A
9.集总参数法对三种形态的使用条件平板0.1圆柱体0.05球体0.033
10.时间常数pcV/（hA）具有时间的量纲，称为时间常数。

这一参数对于测温元件如热电偶是重要的。

时间常数的值越小表示测温元件能迅速地反应流体的温度变化。

11.半无限大物体的瞬态导热所谓半无限大物体，是指以无限大的y-z平面外为界面，在正x方向延伸至无穷远的物体，大地就可以看作半无限大物体，在实际工程中，对于一个有限厚度的物体，在所考虑的时间范围内，若渗透厚度小于本身的厚度，此时可以认为物体是个半无限大物体。

然后就是第一类边界条件下θ=θwerfc（u），erf是高斯误差函数，erfc是高速误差补函数。

第二类边界条件下即常热流密度作用下，θ（x，τ）=2qw/lanmuda根号a τ（x/根号aτ），ierfc是高斯补误差函数的一次积分，半无限大物体中的温度变化在某一厚度范围内比较明显，比如到一个x处过余温度已趋于0，delta（τ）称为半无限大物体的渗透厚度。

12.第二类边界条件瞬态导热的应用根据τ=0，t=t0，经过τ时间，测定试材表面温度和和离开试材表面距离为delta的试材温度t，然后带入定热流边界条件相除得到热扩散率。

13.根据数学解析表达式测定一些参数就可以计算想得到的参数应用一维稳态导热问题的解，可以测非金属材料导热系数有平板法元球法等；应用一维稳态可以用12中的方法求得热扩散率；应用稳态过渡到非稳态导热问题的解，可以同时从测定导热系数和热导率导热问题的反问题即由温度场求未知参数
14.其它形状物体的瞬态导热是Bi，Fo以及无量纲距离的函数，诺模图无量纲中心温度无量纲温度无量纲热流（与它从初始温度变化到
等于周围流体温度时吸收或放出的热量）然后就是那啥Fo大于等于0.2时进入正常阶段，Bi<0.1时用集总参数法分析，对于无限长圆柱体和球体采用半径，对于其他不规则物体则采用L=V/A
15.无限长直角柱体有限长圆柱体和六面体可以看作几个形式的温度场叠加，对应位置对应时间的过余温度与初始过余温度的比值等于几个温度场的对应位置对应时间与初始过于温度比值的乘积。

16.这章真踏马多周期性非稳态导热工程上吧室外空气与太阳辐射两者对维护结构的共同作用用一个假想温度te来衡量，称为综合温度。

在室外综合温度的周期波动下，围护结构各点都会产生周期波动，如把平均值求出则波动最大值与平均值之差称为波动振幅用A表示。

可以看出从内到外表面温度波振幅逐层减小，这种现象称为温度波的衰减，还可以看出壁中不同层面上的温度最大值出现时间随着深入都会延后，这种最大值出现时间逐层推迟的现象称为温度波的延迟。

17.半无限大物体周期性变化的温度波边界条件可以认为是一个简谐波，函数是自然指数函数与余弦函数的乘积。

对于某城市地面不同深度x处年温度波动曲线可以看到深度越深振幅衰减越明显，由此深度足够大时温度波动的振幅会衰减到可以忽略不计的程度。

在10m深处温度波的振幅已经很小为0.3摄氏度，15米处更小仅为0.04摄氏度，可以被当作等温层，以此划分为深埋地下建筑与浅埋地下建筑。

在某一深度下不会冻结。

17.周期变化的热流波可以看出物体表面的热流密度也是按简谐波规律变化，而表面热流密度波比其温度波提前pi/4个相位，相当于1/8个周期
18.材料的蓄热系数s表示当物体表面温度振幅为1摄氏度时，导入物体的最大热流密度。

赤脚走在混凝土和松木上时松木要暖和些，因为松木蓄热系数小，从皮肤吸取的热量少，冬天与蓄热系数更小的硬质泡沫塑料接触时甚至有热乎乎的感觉。

导热数值解法基础
1.基本思想把原来在时间、空间坐标系中连续的物理量的场，用有限个离散点上的值的集合来代替，通过求解按一定方法建立起来的
关于这些值的代数方程，来获得离散点上被求物理量的值。

这些离散点上被求物理量的值称为该物理量的数值解。

2.基本步骤建立控制方程及定界条件建立节点物理量代数方程设立迭代初场求解代数方程组看是否收敛不收敛重新设立迭代初场求解分析
3.节点离散方程的建立方法泰勒级数展开法热平衡法（控制容积法）
4.非稳态导热的数值计算对于二维非稳态导热均匀网格显式离散格式，稳定性条件为Fo小于等于0.25隐式离散格式比显式离散格式deltax与deltat选取更不受限制
5.边界节点离散方程的建立要求该点t+1时刻的温度函数中t时刻温度的系数大于等于0
对流传热分析
1.确定表面传热系数的四种方法分析法实验法类比法数值法
2.对流传热的影响因素流体流动的起因，自然对流和受迫对流；流体流动状态，层流与紊流；流体的热物理性质密度，定压比热容，动力粘度及运动粘度，体积膨胀系数，热导率；流体的相变冷凝沸腾升华凝华融化凝固等，以冷凝与沸腾最为常见；传热面的几何因素壁面尺寸粗糙度形状以及流体的相对位置，它影响流体在壁面上的流态、速度分布、温度分布。

关于流体与壁面的相对位置分为外部流动与内部流动，关于形状可以采用定型尺寸
3.典型对流传热类型无相变受迫对流传热内部流动圆管内受迫流动非圆管内受迫对流
外部流动外掠平板外掠单管外掠管束（光管翅片管）
自然对流传热无限空间竖壁竖管横管水平壁（上表面与下表面）
有限空间夹层空间
混合对流传热受迫对流与自然对流并存
有相变凝结传热垂直壁凝结传热水平单管及管束外凝结传热管内凝结传热
沸腾传热大空间沸腾传热管内沸腾传热（横管竖管）
4.由温度场求表面传热系数温度场对于壁面发现方向的倒数乘以热导率的负数除以流体与壁面的温差
5.控制方程连续性方程，动量微分方程，能量微分方程。

动量微分方程和连续性方程求得速度场，在由速度场和能量方程求得温度场，最后求解表面传热系数。

如果流体的物性随温度变化，温度场与速度场相互耦合，求解就会变得比较复杂，本书讨论非耦合条件。

6.连续性方程两个方向速度对于两个方向的导数和为0
7.动量微分方程式作用在微元体上各外力的总和等于它的惯性力，作用力等于质量乘以加
速度。

作用力包括体积力（重力离心力电磁力等）表面力（由粘性引起的切向应力及法向应力压力等）由此得到动量微分方程又称纳维斯托克斯方程简称NS方程。

最终包含四项即惯性力项体积力项压强梯度黏滞力。

当只有重力场时体积力项为密度乘以重力加速度，对于自然对流则是浮升力。

一般对于受迫流动可以忽略重力场的作用。

8.能量微分方程对流传热情况下能量守恒计算的项目一般有：导热量热对流传递的热量表面切向应力对微元体做功产生的热（耗散热）内热源等四项。

因一般工程问题流速低，可不考虑耗散热和流体的动能，同时认为无化学反应等内热源产生的热
9.边界层理论由德国科学家普朗特提出。

当黏性流体流过物体表面时，紧挨壁面处将形成极薄的流动边界层，在这流动边界层里具有很大的速度梯度；当壁面和流体间有温差时，在紧挨壁面处亦会出现极薄的温度边界层（或称热边界层），具有很大的温度梯度。

10.流动边界层随着离壁距离的增加，u将迅速增大，经过一极薄的流体层u就接近达到主流速度u无穷，分析时认为速度达到主流速度0.99处离壁距离定义为边界层厚度，或称有限边界层厚度。

边界层厚度相对于壁面尺寸只是一个很小的数，在边界层内速度梯度大表明黏滞力也大，对于工业中常见的流体如空气燃气水等虽然黏滞力较低但是速度梯度极大，边界层内仍将显现较大的黏滞应力。

11.流场划分边界层区和主流区，边界层区域是流体黏性起作用的区域，流体的运动规律可用黏性流体运动微分方程描述；对于主流区，
因速度梯度是0，τ为0，可以视为无黏性的理想流体。

12.流体外掠平板流体以u无穷流进平板边缘此时边界层的厚度为0，流进平板后壁面的黏滞应力影响逐渐向流体内部传递，边界层也逐渐加厚，在一定距离内流体的流动状态将一直保持层流，在层流状态下流体质点运动轨迹相互平行呈一层一层有秩序的滑动称层流边界层。

进而壁面黏滞力对边界层影响减弱而惯性力作用增强，层流开始向紊流过渡，紊流流态将同时向外和壁面拓展使边界层明显增厚。

此外即使是紊流边界层，在它紧靠壁面处黏滞力仍会占绝对优势，仍有一极薄层仍然保持层流的特性，称为紊流边界层的层流底层。

13.流动边界层的特性边界层极薄，同壁的定型尺寸l相比极小；在边界层内存在较大的速度梯度；边界层分层流紊流，紊流边界层紧靠壁处是层流底层；流场划分为主流区和边界层区，只有在边界层内才显示出流体黏性的影响。

14.其余形状物体外掠圆管在圆管的前半部流体在管表面流动具有前述的边界层特性，而后半部将发生边界层脱离壁的现象出现涡流区，边界层流动被破坏，根据流速计算Re数可以确定发生绕流脱体的部位及此时边界层内流态是否已经转变为紊流。

沿壁自然对流，从壁端开始流动状态先是层流，而后边界层内的流动状态逐渐转变为紊流，由层流转变为紊流所需的高度取决于壁温与流体温度之差、流体物性。

管内受迫对流流体进入管口后，在管内壁开始形成环形边界层，并随流向逐渐加厚，在稳态下沿管长各断面流量不变，故管芯流速将随边界层增厚而增加。

经过一段距离l，管壁上的环形边界层将在管中心汇合，厚度等于管半径，长度l称为管内流体入口段，入口段以后则为管内流体充分发展段，此时的流态由平均流速um计算的Rem来判断，小于2300为层流速度分布呈抛物线形，大于10000为旺盛紊流，表面边界层在管的入口段已发展为紊流，二者之间为过渡流。

2300称为管流临界雷诺数。

15.边界层型的流动和传热问题只有具备上述四个特征的流动和传热才能称为边界层型流动和传热问题，外掠平板外掠圆管流体沿壁自然对流流体管内受迫对流。