華中科大學(xué)工程傳熱學(xué)

1、4-1 對流換熱概述4-2 層流流動換熱的微分方程組4-3 對流換熱過程的相似理論4-4 邊界層理論4-5 紊流流動換熱第四章 對流換熱原理2022/9/241第一頁，共一百零四頁。4-1 對流換熱概述1 對流換熱過程對流換熱定義：流體和與之接觸的固體壁面之間的熱量傳遞過程，是宏觀的熱對流與微觀的熱傳導(dǎo)的綜合傳熱過程。對流換熱與熱對流不同，既有熱對流，也有導(dǎo)熱；不是基本傳熱方式對流換熱實例：1) 暖氣管道; 2) 電子器件冷卻2022/9/242第二頁，共一百零四頁。對流換熱的特點：(1) 導(dǎo)熱與熱對流同時存在的復(fù)雜熱傳遞過程(2) 必須有直接接觸（流體與壁面）和宏觀運動；也必須有溫差特征：以

2、簡單的對流換熱過程為例，對對流換熱過程的特征進行粗略的分析。2022/9/243第三頁，共一百零四頁。圖表示一個簡單的對流換熱過程。流體以來流速度u和來流溫度t流過一個溫度為tw的固體壁面。選取流體沿壁面流動的方向為x坐標(biāo)、垂直壁面方向為y坐標(biāo)。y t u tw qw x2022/9/244第四頁，共一百零四頁。壁面對流體分子的吸附作用，使得壁面上的流體是處于不滑移的狀態(tài)（此論點對于極為稀薄的流體是不適用的）。又由于粘性力的作用，使流體速度在垂直于壁面的方向上發(fā)生改變。流體速度從壁面上的零速度值逐步變化到來流的速度值。同時，通過固體壁面的熱流也會在流體分子的作用下向流體擴散(熱傳導(dǎo))，并不斷地

3、被流體的流動而帶到下游（熱對流），也導(dǎo)致緊靠壁面處的流體溫度逐步從壁面溫度變化到來流溫度。 2022/9/245第五頁，共一百零四頁。2 對流換熱的分類對流換熱：導(dǎo)熱 + 熱對流；壁面+流動 流動起因自然對流：流體因各部分溫度不同而引起的密度差異所產(chǎn)生的流動（Free convection）強制對流：由外力（如：泵、風(fēng)機、水壓頭）作用所產(chǎn)生的流動（Forced convection）2022/9/246第六頁，共一百零四頁。 流動狀態(tài)層流：整個流場呈一簇互相平行的流線（Laminar flow）湍流：流體質(zhì)點做復(fù)雜無規(guī)則的運動（Turbulent flow）紊流流動極為普遍自然現(xiàn)象：收獲季節(jié)的

4、麥浪滾滾，旗幟在微風(fēng)中輕輕飄揚，以及裊裊炊煙都是由空氣的紊流引起的。 2022/9/247第七頁，共一百零四頁。2022/9/248第八頁，共一百零四頁。 流體有無相變單相換熱相變換熱：凝結(jié)、沸騰、升華、凝固、融化 流體運動是否與時間相關(guān)非穩(wěn)態(tài)對流換熱：與時間有關(guān)穩(wěn)態(tài)對流換熱：與時間無關(guān)2022/9/249第九頁，共一百零四頁。 流體與固體壁面的接觸方式 內(nèi)部流動對流換熱：管內(nèi)或槽內(nèi)外部流動對流換熱：外掠平板、圓管、管束管內(nèi)管外熱面朝上 、朝下2022/9/2410第十頁，共一百零四頁。管內(nèi)沸騰對流換熱有相變無相變強制對流內(nèi)部流動圓管內(nèi)強制對流換熱其它形狀管道的對流換熱外部流動外掠單根圓管的對

5、流換熱外掠圓管管束的對流換熱外掠平板的對流換熱外掠其它截面柱體的換熱射流沖擊換熱自然對流大空間自然對流有限空間自然對流混合對流沸騰換熱凝結(jié)換熱大空間沸騰管內(nèi)凝結(jié)管外凝結(jié)2022/9/2411第十一頁，共一百零四頁。3 對流換熱系數(shù)與對流換熱微分方程當(dāng)流體與壁面溫度相差1時、每單位壁面面積上、單位時間內(nèi)所傳遞的熱量.對流換熱系數(shù)(表面?zhèn)鳠嵯禂?shù))確定h及增強換熱的措施是對流換熱的核心問題2022/9/2412第十二頁，共一百零四頁。 對流換熱過程微分方程式壁面上的流體分子層由于受到固體壁面的吸附是處于不滑移的狀態(tài)，其流速應(yīng)為零，那么通過它的熱流量只能依靠導(dǎo)熱的方式傳遞。 y t u tw qw x

6、由傅里葉定律 通過壁面流體層傳導(dǎo)的熱流量最終是以對流換熱的方式傳遞到流體中 2022/9/2413第十三頁，共一百零四頁。或?qū)α鲹Q熱過程微分方程式h 取決于流體熱導(dǎo)率、溫度差和貼壁流體的溫度梯度溫度梯度或溫度場與流速、流態(tài)、流動起因、換熱面的幾何因素、流體物性均有關(guān)。速度場和溫度場由對流換熱微分方程組確定：連續(xù)性方程、動量方程、能量方程2022/9/2414第十四頁，共一百零四頁。4-2 層流流動換熱的微分方程組為便于分析，只限于分析二維對流換熱假設(shè)：a) 流體為不可壓縮的牛頓型流體，（即：服從牛頓粘性定律的流體；而油漆、泥漿等不遵守該定律，稱非牛頓型流體）b) 所有物性參數(shù)（、cp、）為常量

7、2022/9/2415第十五頁，共一百零四頁。4個未知量：速度 u、v；溫度 t；壓力 p需要4個方程: 連續(xù)性方程（1）; 動量方程（2）;能量方程（1）1 連續(xù)性方程流體的連續(xù)流動遵循質(zhì)量守恒規(guī)律。從流場中 (x, y) 處取出邊長為 dx、dy 的微元體，并設(shè)定x方向的流體流速為u，而y方向上的流體流速為v 。 M 為質(zhì)量流量 kg/s2022/9/2416第十六頁，共一百零四頁。單位時間內(nèi)流入微元體的凈質(zhì)量 = 微元體內(nèi)流體質(zhì)量的變化。 單位時間內(nèi)、沿x軸方向流入微元體的凈質(zhì)量：2022/9/2417第十七頁，共一百零四頁。單位時間內(nèi)、沿y軸方向流入微元體的凈質(zhì)量：單位時間內(nèi)微元體內(nèi)流

8、體質(zhì)量的變化:2022/9/2418第十八頁，共一百零四頁。單位時間：流入微元體的凈質(zhì)量 = 微元體內(nèi)流體質(zhì)量的變化連續(xù)性方程：對于二維、穩(wěn)定、常物性流場 ：2022/9/2419第十九頁，共一百零四頁。2 動量微分方程作用力 = 動量變化率 F=d(mc)/d動量微分方程式描述流體速度場動量守恒動量微分方程是納維埃和斯托克斯分別于1827和1845年推導(dǎo)的。 Navier-Stokes方程（N-S方程） 牛頓第二運動定律：作用在微元體上各外力的總和等于控制體中流體動量的變化率控制體中流體動量的變化率2022/9/2420第二十頁，共一百零四頁。從x方向進入元體質(zhì)量流量在x方向上的動量 ：從x

9、方向流出元體的質(zhì)量流量在x方向上的動量 從y方向進入元體的質(zhì)量流量在x方向上的動量為 ：從y方向流出元體的質(zhì)量流量在x方向上的動量： 2022/9/2421第二十一頁，共一百零四頁。x方向上的動量改變量 ：化簡過程中利用了連續(xù)性方程和忽略了高階小量。 同理，導(dǎo)出y方向上的動量改變量 ：作用于微元體上的外力 作用力：體積力、表面力2022/9/2422第二十二頁，共一百零四頁。體積力：重力、離心力、電磁力設(shè)定單位體積流體的體積力為F，相應(yīng)在x和y方向上的分量分別為Fx和Fy。 在x方向上作用于微元體的體積力：在y方向上作用于微元體的體積力：表面力:作用于微元體表面上的力。通常用作用于單位表面積上

10、的力來表示，稱之為應(yīng)力。包括粘性引起的切向應(yīng)力和法向應(yīng)力、壓力等。法向應(yīng)力 中包括了壓力 p 和法向粘性應(yīng)力 。2022/9/2423第二十三頁，共一百零四頁。在物理空間中面矢量和力矢量各自有三個相互獨立的分量（方向），因而對應(yīng)組合可構(gòu)成應(yīng)力張量的九個分量。于是應(yīng)力張量可表示為 式中 為應(yīng)力張量，下標(biāo)i表示作用面的方向，下標(biāo)j則表示作用力的方向 通常將作用力和作用面方向一致的應(yīng)力分量稱為正應(yīng)力，而不一致的稱為切應(yīng)力。 2022/9/2424第二十四頁，共一百零四頁。對于我們討論的二維流場應(yīng)力只剩下四個分量，記為 x為x方向上的正應(yīng)力（力與面方向一致）； y為y方向上的正應(yīng)力（力與面方向一致）；

11、 xy為作用于x表面上的y方向上的切應(yīng)力； yx為作用于y表面上的x方向上的切應(yīng)力。 2022/9/2425第二十五頁，共一百零四頁。作用在x方向上表面力的凈值為 :作用在y方向上表面力的凈值為 斯托克斯提出了歸納速度變形率與應(yīng)力之間的關(guān)系的黏性定律 2022/9/2426第二十六頁，共一百零四頁。得出作用在微元體上表面力的凈值表達式： x方向上 y方向上 動量微分方程式在x方向上 y方向上 2022/9/2427第二十七頁，共一百零四頁。對于穩(wěn)態(tài)流動：只有重力場時：3 能量微分方程能量微分方程式描述流體溫度場能量守恒導(dǎo)入與導(dǎo)出的凈熱量 + 熱對流傳遞的凈熱量 +內(nèi)熱源發(fā)熱量 = 總能量的增量

12、 + 對外作膨脹功2022/9/2428第二十八頁，共一百零四頁。Q = E + WW 體積力(重力)作的功表面力作的功（1）壓力作的功： a) 變形功；b) 推動功（2）表面應(yīng)力作的功：a) 動能；b) 2022/9/2429第二十九頁，共一百零四頁。Q = E + WW 體積力(重力)作的功表面力作的功一般可忽略（1）壓力作的功：a) 變形功；b) 推動功（2）表面應(yīng)力（法向+切向）作的功：a) 動能；b) 耗散熱假設(shè)：（1）流體的熱物性均為常量變形功=0Q內(nèi)熱源=0（2）流體不可壓縮 （3）一般工程問題流速低 （4）無化學(xué)反應(yīng)等內(nèi)熱源2022/9/2430第三十頁，共一百零四頁。Q導(dǎo)熱

13、+ Q對流 = U熱力學(xué)能 + 推動功 = H耗散熱（ ）：由表面粘性應(yīng)力產(chǎn)生的摩擦力而轉(zhuǎn)變成的熱量。對于二維不可壓縮常物性流體流場而言，微元體的能量平衡關(guān)系式為： Q1為以傳導(dǎo)方式進入元體的凈的熱流量；Q2為以對流方式進入元體的凈的熱流量； Q3為元體粘性耗散功率變成的熱流量；H為元體的焓隨時間的變化率。 2022/9/2431第三十一頁，共一百零四頁。以傳導(dǎo)方式進入元體的凈熱流量 單位時間沿x軸方向?qū)肱c導(dǎo)出微元體凈熱量：單位時間沿y軸方向?qū)肱c導(dǎo)出微元體凈熱量：2022/9/2432第三十二頁，共一百零四頁。以對流方式進入元體的凈熱流量 單位時間沿 x 方向熱對流傳遞到微元體凈熱量單位時

14、間沿y 方向熱對流傳遞到微元體的凈熱量：2022/9/2433第三十三頁，共一百零四頁。元體粘性耗散功率變成的熱流量 單位時間內(nèi)、微元體內(nèi)焓的增量：2022/9/2434第三十四頁，共一百零四頁。能量微分方程 當(dāng)流體不流動時，流體流速為零，熱對流項和黏性耗散項也為零，能量微分方程式便退化為導(dǎo)熱微分方程式， 所以，固體中的熱傳導(dǎo)過程是介質(zhì)中傳熱過程的一個特例。 2022/9/2435第三十五頁，共一百零四頁。4層流流動對流換熱微分方程組（常物性、無內(nèi)熱源、二維、不可壓縮牛頓流體）4個方程，4個未知量 ， 可求速度場和溫度場2022/9/2436第三十六頁，共一百零四頁。再引入換熱微分方程 (n為

15、壁面的法線方向坐標(biāo))，最后可以求出流體與固體壁面之間的對流換熱系數(shù)，從而解決給定的對流換熱問題。 5 求解對流換熱問題的途徑 分析求解。實驗研究。數(shù)值求解。6 對流換熱單值性條件2022/9/2437第三十七頁，共一百零四頁。單值性條件：能單值反映對流換熱過程特點的條件完整數(shù)學(xué)描述：對流換熱微分方程組 + 單值性條件單值性條件包括：幾何、物理、時間、邊界 幾何條件：說明對流換熱過程中的幾何形狀和大小，平板、圓管；豎直圓管、水平圓管；長度、直徑等物理條件：說明對流換熱過程物理特征，如：物性參數(shù) 、 、c 和 的數(shù)值，是否隨溫度 和壓力變化；有無內(nèi)熱源、大小和分布2022/9/2438第三十八頁，

16、共一百零四頁。時間條件：說明在時間上對流換熱過程的特點，穩(wěn)態(tài)對流換熱過程不需要時間條件 與時間無關(guān)邊界條件：說明對流換熱過程的邊界特點，邊界條件可分為二類：第一類、第二類邊界條件（1）第一類邊界條件：已知任一瞬間對流換熱過程邊界上的溫度值（2）第二類邊界條件：已知任一瞬間對流換熱過程邊界上的熱流密度值2022/9/2439第三十九頁，共一百零四頁。4-3 對流換熱過程的相似理論由于對流換熱是復(fù)雜的熱量交換過程，所涉及的變量參數(shù)比較多，常常給分析求解和實驗研究帶來困難。人們常采用相似原則對換熱過程的參數(shù)進行歸類處理，將物性量，幾何量和過程量按物理過程的特征組合成無量綱的數(shù)，這些數(shù)常稱為準(zhǔn)則202

17、2/9/2440第四十頁，共一百零四頁。1 無量綱形式的對流換熱微分方程組 首先選取對流換熱過程中有關(guān)變量的特征值，將所有變量無量綱化，進而導(dǎo)出無量綱形式的對流換熱微分方程組。出現(xiàn)在無量綱方程組中的系數(shù)項就是我們所需要無量綱數(shù)（或稱：無因次數(shù)），也就是無量綱準(zhǔn)則，它們是變量特征值和物性量的某種組合。流場中的任一無量綱變量均可表示為其余無量綱變量和無量綱準(zhǔn)則的函數(shù)形式。 2022/9/2441第四十一頁，共一百零四頁。y u tPin Pout0 L x以流體流過平板的對流換熱問題為例來進行換熱過程的相似分析。 流體平行流過平板的對流換熱過程如圖所示，來流速度為u，來流溫度t，平板長度L, 平板

18、溫度tW ，流體流過平板的壓力降為 p。如果為二維、穩(wěn)態(tài)、流體物性為常數(shù)，且忽略黏性耗散項和體積力項，按圖中所示的坐標(biāo)流場的支配方程為 2022/9/2442第四十二頁，共一百零四頁。y u tPin Pout0 L x2022/9/2443第四十三頁，共一百零四頁。y u tPin Pout0 L x今選取板長L，來流流速u，溫度差t=tw-t 和壓力降 p=pin-pout為變量的特征值用這些無量綱變量去取代方程組中的相應(yīng)變量，可得出無量綱變量組成的方程組。 2022/9/2444第四十四頁，共一百零四頁。y u tPin Pout0 L x2022/9/2445第四十五頁，共一百零四頁。

19、慣性力粘性力熱對流熱量熱傳導(dǎo)熱量2022/9/2446第四十六頁，共一百零四頁。對方程整理，可以得到無量綱化的方程組。 2022/9/2447第四十七頁，共一百零四頁。2 無量綱準(zhǔn)則的表達式和物理意義定義為歐拉數(shù)（Euler），它反映了流場壓力降與其動壓頭之間的相對關(guān)系，體現(xiàn)了在流動過程中動量損失率的相對大小。 2022/9/2448第四十八頁，共一百零四頁。稱為雷諾數(shù)，表征了給定流場的慣性力與其黏性力的對比關(guān)系，也就是反映了這兩種力的相對大小。利用雷諾數(shù)可以判別一個給定流場的穩(wěn)定性，隨著慣性力的增大和黏性力的相對減小，雷諾數(shù)就會增大，而大到一定程度流場就會失去穩(wěn)定，而使流動從層流變?yōu)槲闪鳌?

20、022/9/2449第四十九頁，共一百零四頁。稱為貝克萊（Peclet）準(zhǔn)則，記為Pe，它反映了給定流場的熱對流能力與其熱傳導(dǎo)能力的對比關(guān)系。它在能量微分方程中的作用相當(dāng)于雷諾數(shù)在動量微分方程中的作用。 其中 :稱為普朗特（Prandtl）數(shù)，它反映了流體的動量擴散能力與其熱擴散能力的對比關(guān)系。 2022/9/2450第五十頁，共一百零四頁。努塞爾（Nusselt）準(zhǔn)則，它反映了給定流場的換熱能力與其導(dǎo)熱能力的對比關(guān)系。這是一個在對流換熱計算中必須要加以確定的準(zhǔn)則。 斯坦頓（Stanton）數(shù)，修正的努塞爾數(shù)，流體實際的換熱熱流密度與可傳遞之最大熱流密度之比。2022/9/2451第五十一頁，

21、共一百零四頁。努謝爾特準(zhǔn)則與非穩(wěn)態(tài)導(dǎo)熱分析中的畢歐數(shù)形式上是相似的。但是，Nu中的Lf為流場的特征尺寸，f為流體的導(dǎo)熱系數(shù)；流體側(cè)固體側(cè)LsLffsNuBi而Bi中的Ls為固體系統(tǒng)的特征尺寸，s為固體的導(dǎo)熱系數(shù)。它們雖然都表示邊界上的無量綱溫度梯度，但一個在流體側(cè)一個在固體側(cè)。2022/9/2452第五十二頁，共一百零四頁。在運用相似理論時，應(yīng)該注意：只有屬于同一類型的物理現(xiàn)象才有相似的可能性，也才能談相似問題。所謂同類現(xiàn)象，就是指用相同形式和內(nèi)容的微分方程（控制方程+單值性條件方程）所描述的現(xiàn)象。電場與溫度場： 微分方程相同；內(nèi)容不同強制對流換熱與自然對流換熱：微分方程的形式和內(nèi)容都有差異外

22、掠平板和外掠圓管：控制方程相同；單值性條件不同2022/9/2453第五十三頁，共一百零四頁。判斷兩個現(xiàn)象是否相似的條件：凡同類現(xiàn)象、單值性條件相似、同名已定特征數(shù)相等，那么現(xiàn)象必定相似。據(jù)此，如果兩個現(xiàn)象彼此相似，它們的同名準(zhǔn)則數(shù)必然相等。2022/9/2454第五十四頁，共一百零四頁。3 無量綱方程組的解及換熱準(zhǔn)則關(guān)系式 2022/9/2455第五十五頁，共一百零四頁。從上式不難看出，在計算幾何形狀相似的流動換熱問題時，如果只是求取其平均的換熱性能，就可以歸結(jié)為確定幾個準(zhǔn)則之間的某種函數(shù)關(guān)系，最后得出平均的表面?zhèn)鳠嵯禂?shù)和總體的換熱熱流量。由于無量綱準(zhǔn)則是由過程量、幾何量和物性量組成的，從而

23、使實驗研究的變量數(shù)目顯著減少，這對減少實驗工作量和實驗數(shù)據(jù)處理時間是至關(guān)重要的。2022/9/2456第五十六頁，共一百零四頁。4 特征尺寸，特征流速和定性溫度對流動換熱微分方程組進行無量綱化時，選定了對應(yīng)變量的特征值，然后進行無量綱化的工作，這些特征參數(shù)是流場的代表性的數(shù)值，分別表征了流場的幾何特征、流動特征和換熱特征。 特征尺寸，它反映了流場的幾何特征，對于不同的流場特征尺寸的選擇是不同的。如，對流體平行流過平板選擇沿流動方向上的長度尺寸；管內(nèi)流體流動選擇垂直于流動方向的管內(nèi)直徑；對于流體繞流圓柱體流動選擇流動方向上的圓柱體外直徑。 2022/9/2457第五十七頁，共一百零四頁。特征流速

24、，它反映了流體流場的流動特征。不同的流場其流動特征不同，所選擇的特征流速是不同的。如，流體流過平板，來流速度被選擇為特征尺寸；流體管內(nèi)流動，管子截面上的平均流速可作為特征流速；流體繞流圓柱體流動，來流速度可選擇為特征流速。2022/9/2458第五十八頁，共一百零四頁。定性溫度，無量綱準(zhǔn)則中的物性量是溫度的函數(shù)，確定物性量數(shù)值的溫度稱為定性溫度。對于不同的流場定性溫度的選擇是不同的。外部流動常選擇來流流體溫度和固體壁面溫度的算術(shù)平均值，稱為膜溫度；內(nèi)部流動常選擇管內(nèi)流體進出口溫度的平均值（算術(shù)平均值或?qū)?shù)平均值），當(dāng)然也有例外。2022/9/2459第五十九頁，共一百零四頁。由于對流換熱問題的

25、復(fù)雜性，實驗研究是解決換熱問題的主要方法。在工程上大量使用的對流換熱準(zhǔn)則關(guān)系式都是通過實驗獲得的。 我們從無量綱微分方程組推出了一般化的準(zhǔn)則關(guān)系式 。但這是一個原則性的式子，要得到某種類型的對流換熱問題在給定范圍內(nèi)的具體的準(zhǔn)則關(guān)系式，在多數(shù)情況下還必須通過實驗的辦法來確定。 5 對流換熱準(zhǔn)則關(guān)系式的實驗獲取方法2022/9/2460第六十頁，共一百零四頁。twqLBt u圖中給出了平板在風(fēng)洞中進行換熱實驗的示意圖。 為了得出該換熱問題的準(zhǔn)則關(guān)系式，必須測量的物理量有：流體來流速度u,來流溫度t,平板表面溫度tw,平板的長度L和寬度B，以及平板的加熱量Q（通過測量電加熱器的電流I和電壓V而得出）

26、。 可由 得到 必須在不同的工況下獲得不同的換熱系數(shù)值 。2022/9/2461第六十一頁，共一百零四頁。如果認(rèn)為準(zhǔn)則關(guān)系式有 這樣的形式。這是一種先驗的處理辦法，但是，這給擬合準(zhǔn)則關(guān)系式帶來較大的方便。最小二乘法是常用的線性擬合方法 。采用幾何作圖的方法亦可以求解 。 2022/9/2462第六十二頁，共一百零四頁。n=tglogNuLogc1 logRe對于幾何結(jié)構(gòu)比較復(fù)雜的對流換熱過程，特征尺寸無法從已知的幾何尺度中選取，通常的做法是采用當(dāng)量尺寸。如異型管槽內(nèi)的流動換熱，其當(dāng)量直徑定義為Pf式中f為流體流通面積；P為流體的潤濕周邊。 2022/9/2463第六十三頁，共一百零四頁。202

27、2/9/2464第六十四頁，共一百零四頁。2022/9/2465第六十五頁，共一百零四頁。4-4 邊界層（Boundary layer）理論邊界層的概念是1904年德國科學(xué)家普朗特提出的。1 邊界層定義速度邊界層(a) 定義流體流過固體壁面時，由于壁面層流體分子的不滑移特性，在流體黏性力的作用下，近壁流體流速在垂直于壁面的方向上會從壁面處的零速度逐步變化到來流速度。 2022/9/2466第六十六頁，共一百零四頁。垂直于壁面的方向上流體流速發(fā)生顯著變化的流體薄層定義為速度邊界層。 普朗特通過觀察發(fā)現(xiàn)，對于低黏度的流體，如水和空氣等，在以較大的流速流過固體壁面時，在壁面上流體速度發(fā)生顯著變化的流

28、體層是非常薄的。 2022/9/2467第六十七頁，共一百零四頁。流體流過固體壁面的流場就人為地分成兩個不同的區(qū)域。tw t u t 0 x其一是邊界層流動區(qū)，這里流體的黏性力與流體的慣性力共同作用，引起流體速度發(fā)生顯著變化；其二是勢流區(qū)，這里流體黏性力的作用非常微弱，可視為無黏性的理想流體流動，也就是勢流流動。2022/9/2468第六十八頁，共一百零四頁。(b)邊界層的厚度當(dāng)速度變化達到 時的空間位置為速度邊界層的外邊緣，那么從這一點到壁面的距離就是邊界層的厚度 ?。嚎諝馔饴悠桨?，u=10m/s：熱（溫度）邊界層(a) 定義當(dāng)流體流過平板而平板的溫度tw與來流流體的溫度t不相等時，在壁面上

29、方也能形成溫度發(fā)生顯著變化的薄層，常稱為熱邊界層。 2022/9/2469第六十九頁，共一百零四頁。(b)熱邊界層厚度 當(dāng)壁面與流體之間的溫差達到壁面與來流流體之間的溫差的0.99倍時，即 ，此位置就是邊界層的外邊緣，而該點到壁面之間的距離則是熱邊界層的厚度,記為 層流：溫度呈拋物線分布湍流：溫度呈冪函數(shù)分布湍流邊界層貼壁處溫度梯度明顯大湍流換熱比層流換熱強！2022/9/2470第七十頁，共一百零四頁。2 邊界層微分方程組引入邊界層概念可使換熱微分方程組得以簡化數(shù)量級分析order of magnitude ：比較方程中各量或各項的量級的相對大小；保留量級較大的量或項；舍去那些量級小的項，方

30、程大大簡化無量綱形式的微分方程組對于流體平行流過平板形成的邊界層流動換熱問題也是同樣適用的。 2022/9/2471第七十一頁，共一百零四頁。2022/9/2472第七十二頁，共一百零四頁。5個基本量的數(shù)量級：主流速度：溫度：壁面特征長度：邊界層厚度：x與L相當(dāng)，即：0(1)、0()表示數(shù)量級為1和 ，1 。 “” 相當(dāng)于2022/9/2473第七十三頁，共一百零四頁。u沿邊界層厚度由0到u:主流方向上的無量綱速度 的數(shù)量級為1 由連續(xù)性方程 :可以得出v的數(shù)量級為 2022/9/2474第七十四頁，共一百零四頁。x方向上的動量方程變?yōu)椋?2022/9/2475第七十五頁，共一百零四頁。202

31、2/9/2476第七十六頁，共一百零四頁。這就使得動量方程和能量方程變成了拋物型的非線性微分方程；微分方程組經(jīng)過在邊界層中簡化后，由于動量方程和能量方程分別略去了主流方向上的動量擴散項和熱量擴散項，從而構(gòu)成上游影響下游而下游不影響上游的物理特征。 2022/9/2477第七十七頁，共一百零四頁。由于動量方程由兩個變成為一個，而且項可在邊界層的外邊緣上利用伯努利方程求解，于是方程組在給定的邊值條件下可以進行分析求解，所得結(jié)果為邊界層的精確解。 對于外掠平板的層流流動，主流場速度是均速u ，溫度是均溫t ；并假定平板為恒溫tw。 注意：層流2022/9/2478第七十八頁，共一百零四頁。 比較邊界

32、層無量綱的動量方程和能量方程：在忽略動量方程壓力項后，溫度邊界層的厚度與速度邊界層的厚度的相對大小則取決于普朗特數(shù)的大小。當(dāng)Pr=1時，動量方程與能量方程完全相同。即速度分布的解與溫度分布完全相同，此時速度邊界層厚度等于溫度邊界層厚度。 2022/9/2479第七十九頁，共一百零四頁。當(dāng)Pr1時，Pr=/a，a，粘性擴散 熱量擴散，速度邊界層厚度溫度邊界層厚度。當(dāng)Pr1時，Pr=/a，a，粘性擴散 熱量擴散，速度邊界層厚度溫度邊界層厚度。也可從公式得出 TuTx0tux0t(a)Pr12022/9/2480第八十頁，共一百零四頁。3 邊界層積分方程組及其求解邊界層積分方程組1921年，馮卡門提

33、出了邊界層動量積分方程。1936年，克魯齊林求解了邊界層能量積分方程。所得的結(jié)果稱為邊界層問題的近似解 。邊界層積分方程一般可由兩種方法獲得：其一是將動量守恒定律和能量守恒定律應(yīng)用于控制體；其二是對邊界層微分方程直接進行積分。2022/9/2481第八十一頁，共一百零四頁。對一固定x，將能量方程從y = 0到y(tǒng) = 積分得： 采用對微分方程積分得到積分方程能量方程為：2022/9/2482第八十二頁，共一百零四頁。由分部積分：（b）2022/9/2483第八十三頁，共一百零四頁。將v轉(zhuǎn)化為u，利用2022/9/2484第八十四頁，共一百零四頁。式中的擴散項為：代入(b)式得： 上式左邊可進一步

34、簡化為： 最后能量積分方程為：2022/9/2485第八十五頁，共一百零四頁。邊界層積分方程組求解示例作為邊界層積分方程組求解的示例，仍以穩(wěn)態(tài)常物性流體強制掠過平板層流時的換熱作為討論對象。壁面具有定壁溫的邊界條件。在常物性條件下。動量積分方程不受溫度場的影響，可先單獨求解，解出層流邊界層厚度及摩擦系數(shù)，然后求解能量積分方程，解出熱邊界層厚度及換熱系數(shù)。 求解流動邊界層厚度及摩擦系數(shù)2022/9/2486第八十六頁，共一百零四頁。在本問題中，u為常數(shù)，動量積分方程式（1）左邊的第二項為0。再引入 ，式（1）為為求解上式，還需補充邊界層速度分布函數(shù)u=f(y)。選用以下有4個任意常數(shù)的多項式作為

35、速度分布的表達式:2022/9/2487第八十七頁，共一百零四頁。式中，4個待定常數(shù)由邊界條件及邊界層特性的推論確定，即 由此求得4個待定常數(shù)為 于是速度分布表達式為 2022/9/2488第八十八頁，共一百零四頁。積分得 分離變量，注意到x=0時=0，得 無量綱表達式為 其中Rex= ux/,其特性尺度為離平板前緣的距離x。 在x處的壁面局部切應(yīng)力 2022/9/2489第八十九頁，共一百零四頁。要使邊界層的厚度遠(yuǎn)小于流動方向上的尺度（即 ），也就是所說的邊界層是一個薄層，這就要求雷諾數(shù)必須足夠的大 因此，對于流體流過平板，滿足邊界層假設(shè)的條件就是雷諾數(shù)足夠大。由此也就知道，當(dāng)速度很小、黏性

36、很大時或在平板的前沿，邊界層是難以滿足薄層性條件。 2022/9/2490第九十頁，共一百零四頁。隨著x的增大，（x）也逐步增大，同時黏性力對流場的控制作用也逐步減弱，從而使邊界層內(nèi)的流動變得紊亂。 把邊界層從層流過渡到紊流的x值稱為臨界值，記為xc，其所對應(yīng)的雷諾數(shù)稱為臨界雷諾數(shù)，即 2022/9/2491第九十一頁，共一百零四頁。流體平行流過平板的臨界雷諾數(shù)大約是 2022/9/2492第九十二頁，共一百零四頁。求解熱邊界層厚度及換熱系數(shù) 先求解熱邊界層厚度。為從式（2）求解熱邊界層厚度，除u=f(y)已由式（4）確定外，還需要補充熱邊界層內(nèi)的溫度分布函數(shù)t=f(y)。對此，亦選用帶4個常數(shù)的多項式：2022/9/2493第九十三頁，共一百零四頁。式中，4個待定常數(shù)由邊界條件及熱邊界層特性的推論確定，即 y=0時 t=tw且 y=時t= t且 由此求得4個待定常數(shù)為 g=0