《固体中的热传导》PPT课件.ppt

1 第八章固体中的热传导Chapter8ConductionofHeatinSolids 2 8 1傅立叶导热定律及导热系数Fourier sLawandThermalConductivityofMaterials 一 傅立叶导热定律 Fourier sLaw 傅立叶导热定律是描述以导热方式传热热流密度的基本表达式 傅立叶导热定律是个实验定律 即根据实验规律总结出的一种定律 在导热传热中 将y方向上的导热热流密度 therateofheatflow 写为 7 1 上式为一维方向上的傅立叶导热定律的形式 3 在三维空间中傅立叶导热定律的表达式为 1 式中q 热流密度 w m2 导热系数 w mk 7 1 式和 1 式表明 某方向上的导热热流密度与该方向上的温度梯度成正比 负号表明传热方向与温度梯度方向相反 即导热热流方向为温度降低的方向 系数 为导热系数 它表明物体的导热能力的大小 取决于导热物质的物理性质 通常 取温度T变化 T w m 1 式还表明物质中某点P处最大导热热流的方向为P所在等温面的法线方向 4 由 1 还可知 即导热系数 thermalconductivity 在数值上等于物质中在单位温度梯度下产生的热流密度 在一定范围内 可以认为固体导热系数是温度的线性关系 a bTa 温度为0 时的导热系数b 取决于物体本身的系数 5 如改写傅立叶定律 式中 导温系数 热扩散系数thermaldiffusivity pcT 温度为T的物体的单位体积的热焓量 导热多 热量传输慢 6 二 不同物理状态下的物质导热系数ThermalConductivityofMaterialsinDifferentStates 1 固体的导热系数ThermalConductivityofSolids固体的导热能力主要取决于晶体晶格振波的传递能力 及自由电子的传热能力 对金属 导电体 大多数固体的导热能力主要由晶格的振动来导热 大多数金属也是如此 图8 1给出了不同金属的导热系数随温度的变化曲线 可见大多数金属的 都是随T T 晶格节点分子 原子的振动能力增大 破坏了晶格的完整性 有碍于晶格波的传播 所以 7 8 9 造型材料的导热系数Thermalconductivityofmouldmaterials 10 11 2 气体的导热系数ThermalConductivityofGases 气体中分子 原子之间的间距较大 气体的导热是气体分子 原子的激烈热运动和碰撞传递能量 可见温度T越高 气体分子 原子的碰撞越频繁 导热能力越强 因而导热系数越大 T 气 气与压力无关T0 273K 0为273K时的导热系数 12 3 液体的导热系数ThermalConductivityofLiquids人们目前对液体的结构尚不十分清楚 还无法给出液体物质导热机制和能力大小的完整的数学描述 一般来讲液体的导热传热机制介于固体和气体之间 由于液体属于凝聚态物质 即密度与固体相近 近程有序的晶格波振动传输对液体的导热作用更大 近年来的研究也支持这一观点 如图所示 Al固相导热系数和液相导热系数在熔点上有一间断 突然下降 熔化使完整的晶格破坏为近程有序的晶格 晶格波传递能力下降 13 14 15 固体中的导热规律及温度的分布和变化的定量分析 对于冶金和材料热加工工艺过程的控制具有很重要的意义 事实上在热处理和锻造热加工工艺中 热传导是工件内部加热和冷却过程中的唯一传热方式 在焊接和铸造工艺中焊件和铸件凝固冷却过程的热量 均要通过工件的固相区中的纯导热方式散走 即使在液相区中有金属液对流传热方式 但液态金属的导热也起重要的作用 热传导是各种传热现象中最基本但最重要的传热方式 因此 研究固体中的导热传热 特别是导热热量传输率及对工件固相中的温度分布形式的定量描述 对于掌握传热过程的分析原理及认识传热现象的内在规律都具有重要意义 16 8 2导热微分方程及传热边界条件EnergyEquationforConductionandBoundaryConditionsinHeatTransfer 一 传热体系的热能平衡关系式 EnergyBalance 建立定量描述某一体系中传热规律方程所基于的是传热体系的热能守恒定律 即能量守恒原理 对于图示意的一个传热系统 其热能平衡 守恒 关系的文字表达为 传入体系的热量 从体系传出的热量 体系的热量增加量 Qin Qout Q 17 上述热能守恒关系式对任何不稳定传热系统 任何传热方式 都是成立的 对于稳定的传热体系 Q 0 则热能守恒关系式为 Qin Qout 0 下面基于传热体系热能平衡基本关系导出固相体系以导热方式的基本导热微分方程 也称傅立叶导热第二定律 18 二 导热微分方程 傅立叶导热第二定律GeneralDifferentialEquationforConduction 在以纯导热方式传热的三维物系中任意一点P处 取一边长各为 x y z的矩形六面微元体 如图示 V x y z设 固体的导热系数 密度p 比热cp 均为常数 各向同性 体系中无热源微元体与环境的导热热流见图 19 对于三维不稳定导热热能守恒 式可写成 Q Qin Qout x Qin Qout y Qin Qout z其中 1 增量 Q x y z pCpT t t pCpT t 2 x方向传入 传出热量的净差值 入为正 出为负 Qin Qout x y z t qx qx x 3 y方向传入 传出热量的净差值 Qin Qout y x z t qy qy y 4 z方向传入 传出热量的净差值 Qin Qout z x y t qz qz z 20 将以上各项代入 式 两边同时除以 x y z t 得 取极限 t x y z 0 得 21 因是纯导热问题 qx qy qz可用傅立叶定律表示 将x y z三方向上的傅立叶第一导热定律式代入上式 得到描述三维不稳定导热的微分方程 1 或 22 当p cp和 均设为常数时 以上方程为 2 或 式中 pcp称为导热物质的 热扩散系数 m2 s 1 式或 2 式 称为导热微分方程 傅立叶导热第二定律 是T有关t x y z的抛物型二阶段偏微分方程 23 柱坐标及球坐标CylindricalandSphericalCoordinates圆柱坐标 球坐标 当稳定导热 SteadyStateConduction 时 带热源的方程 见书上P146 8 11 8 13 8 14 24 三 三类基本传热边界条件ThreeTypesofBoundaryConditions 应用 1 式或 2 定量描述导热物体温度场分布时 还需要具体的问题 初始条件 如T0 f t 0 x y z I C 和 边界条件 B C 才能构成对具体导热问题定解方程组 传热物质体系与环境之间的传热边界条件 可分为以下三种基本类型 1 第一类边界条件 BoundaryConditionTypeI 边界上的温度已知 即T Tb t x y z x y z 当T 0时 称为齐次第一类边界条件 25 2 第二类边界条件 BoundaryConditionTypeII 边界上法线方向上的温度已知 即热流密度q 已知即 x y z 当时 称为齐次第二类边界条件如在对称的导热物体的对称面 线 即是如此 它代表了绝对面 26 3 第三类边界条件 BoundaryConditionTypeIII 边界上一点的温度与该点温度处法向导数的线性之和是已知的 即 x y z 上式第三类边界条件表达式的物理意义是固体在表面上的导热热流通量通过对流换热方式传给温度为T f t x y z h的流体环境中 即当时 称为齐次第三类边界条件其物理意义是边界热流以对流方式传给温度为零的流体环境中 27 注 上述三类边界条件与温度的关系都是线性的 当边界为辐射传热时 边界条件是非线性的 如 28 8 3一维稳定导热SteadyStateOne DimensionalSystems 一 稳定导热方程 SteadyStateEquationforConduction 在稳定导热情况下 导热物体内部的温度场不随时间变化 即 T T x y z 此时物体内部任意一点均有 也就是说在稳定导热物体中任何位置都没有热能的积蓄 此时 由 式知 导入某体系的热能量与导出的热量相等 描述物体中稳定导热方程 可由导热微分方程 2 式 令 简化后 直接得到 即 2T 0 或 29 二 无限大平壁导热InfiniteFlatPlate 1 单层无限大平壁导热 SingleLayerWall 30 边界条件 x 0 T T1和x T T2积分上式 dT C1dxT C1x C2代入边界条件 得平壁内温度分布表达式 T1 C2T2 C1 C2或即大平壁内稳定导热时 其中温度呈线性分布 31 比较欧姆定律 32 2 多层无限大平壁导热SeriesCompositeWall 由多层不同材料组成的多层平壁如图8 6所示 在稳定导热情况下 经过各层平壁的热流量Q都是相同的 根据单层导热的热流量表达式 8 17 可以求得各层的热流量表达式 33 34 35 三 热阻的概念ThermalResistance 8 17 式表示的大平壁中的导热传热热流量Q与平壁两表面温差 T1 T2 及 F项的函数关系可与一个描述简单电路中 如图 电流与电压关系的欧姆定律相类比 即在电势差E1 E2作用下 通过电阻R的电流I为 欧姆定律 欧姆定律式中的电流I项 通过平壁的传热量Q电势差E1 E2 平壁两表面上温差 T1 T2 电阻R F项 36 称 F为热阻 记为 这可得下式 可见 8 17 式与欧姆定律式具有相同的形式 在欧姆定律中电阻R是对电流的一种阻力 而在 8 17 中Rt对在温差 T1 T2 驱动下的热流Q也是一种阻力 在电阻式中 增加了传热距离 整块平壁的热阻Rt 平壁的导热能力下降 整块平壁的热阻Rt F 平壁导热总面积减小 导热能力下降 整块平壁的热阻Rt 37 热阻的概念在计算通过多层不同材料 不同 组成的复合 热传导体系的导热热流量是十分方便的 不同传热方式的热阻可具有不同的表达形式 欧姆定律式是针对平壁导热的热阻 固体壁表面与流体间进行以对流换热方式传热时 牛顿对流换热式 Q Ah Ts T 也可等效为 的形式温差 Ts T 产生热流q的驱动力热阻 Rt 1 hA 为h的倒数 h 对流换热系数 Rt 1 hA 称为对流的传热热阻 h Rt q Ts T 不变 串联热阻 R R1 R2 R3 R4并联热阻 38 四 多层平板的稳定导热SeriesCompositeWallwithConvectionBoundaries 设有一个由三种不同材料板叠成三层复合板 如图示这三种材料的导热系数分别为 1 2 3 厚度分别为L1 L2 L3 复合板的面积为A 另一方面 复合板的左侧和右侧分别与温度为T 1和T 2的流体对流换热 稳定的 求 由温度为T 1的流体通过面积为A的复合板传到温度为T 2的流体中的热流量Q 解 对于这样一种由多层材料稳定热传导 并通过板两侧对流换热 将热量从左流体传到右流体的热流量计算 可分别在各个传热环节上列传热热流计算式 39 首先需要设板的左侧外表面温度 板1与板2的界面温度 板2与板3的界面温度及右侧外表面的温度分别为T1 T2 T3 和T4 都为未知温度 左侧表面对流换热环节 Q1 h1 A T 1 T1 1 板1内的导热环节 板2内的导热环节 板3内的导热环节 左侧表面对流换热环节 Q5 h2 A T4 T 2 5 40 由热能守恒原理 上述五个传热环节是串联关系 热流量均相等 即 Q1 Q2 Q3 Q4 Q5 Q由 1 5 式 得 T 1 T1 Q h1 A 1 T1 T2 Q A 1 L1 2 T2 T3 Q A 2 L2 3 T3 T4 Q A 3 L3 4 T4 T 2 Q h2 A 5 1 2 3 4 5 得 41 利用热阻的概念 与串联电路类比 则可方便地解出传热热量Q 根据串联电路求电流的计算原理如图示 其中 R1 1 h1 A R2 L1 1 A R3 L2 2 A R4 L3 3 A R5 1 h2 A 将复合材料板及两侧对流传热 系统的总的传热热流量可方便的解出为 R1R2R3R4R5T 1T 2T1T2T3T4 42 五 单层组合平壁SingleLayerCompositeWall 43 与电阻并联有一致的形式所以式中总电阻其值由两个热阻并联得到 44 六 无限长圆筒壁导热InfiniteCylindricalWall 设有一无限长圆筒 可看作一维导热 筒内外表面的温度分别为T1和T2 T1 T2 并保持不变 圆筒内外半径分别为r1和r2 图8 7所示 由 8 13 式得到 面积T C1lnr C2 45 边界条件 将上式积分得 由式 8 23 在无限长圆筒内 温度分布是半径的对数函数 46 注意 在稳定条件下 通过圆筒壁的热流量Q是个常量 而热流密度qr是个与导热面积r有关的变量 r越大 qr越小 47 在工程上 为了简化计算 对于直径较大而厚度较薄的圆筒壁可以作为平壁处理 采用下式计算热流量 48 对两侧有不同温度的流体进行换热 49 对于由不同材料组合成的多层圆筒 其壁内温度分布是由各层内温度分布对数曲线所组成 图8 8所示 按照串联热阻叠加特性 可得长度为L多层圆筒导热热流量计算式 对于多层圆筒 表面有换热情况下 8 29 50 51 52 七 球壳壁导热SphericalWall 积分上式 带入边界条件 53 式 1 2 得 54 55 八 接触热阻InterfacialThermalResistance 56 57 58 间隙热阻包括气体层热阻和涂料层热阻两部分 式中 g g 气体层的厚度及导热系数 c c 涂料层的厚度及导热系数可用一个综合换热系数h表示间隙传热特性 h并不是一个物性值 其值随条件不同而变化 59 8 4二维稳定导热的分析解法SteadyState Two DimensionalHeatFlow 60 半无限大平板稳定导热分析解法Semi InfinitePlate 61 62 63 64 65 66 8 5不稳定导热UnsteadyStateHeatConduction 一 不稳定导热的基本概念BasicConceptsforUnsteadyStateHeatConduction稳定导热时 物体内部热焓值保持不变 由高温面流入 低温面流出 相等 在不稳定导热状态下 单位时间所传递的热量Q不是常数 而是时间的函数 不稳定导热时 物体内能T的变化速度它的导热能力 即导热系数 成正比 与它的蓄热能力 单位容积热容量Cp 成反比 故在不稳定状态下的热过程速度取决于热扩散系数 Cp 67 68 物体在加热或冷却时 其温度场的变化可分为三个阶段 1 过程开始阶段 温度场一层一层地逐渐从表面深入内部 物体内各点温度变化均不相同温度场初始温度影响较大 2 正常情况阶段 此时 物体内各点的温度变化速率具有一定的规律 一般认为此时过余温度 T T 的自然对数值随时间t呈直线变化 图8 18 即 69 上式中 m为一正数 对物体内部任一点来说 m都保持为恒定 它表明物体加热速度 或冷却速度 的大小 称为加热率 或冷却率 3 新的稳定阶段 重新达到热平衡阶段 理论上需要经历无限长时间t 建立稳定导热平衡 求解不稳定导热的目的就是找出温度及热流量随时间变化的规律 求得物体达到预定的温度所需要的时间 或者经历一定时间后 物体所能达到的温度 求得物体的温度场后 可以用傅立叶定律来确定热流量变化规律 求解不稳定导热有以下几种解法 1 数学解析法 2 数值法 3 图解法 4 实验法 70 二 第一类边界条件下的一维不稳定导热One DimensionalTransientHeatConductionwithB C TypeI 图 8 21 所示为平面厚度方向 x方向 板内T温度随时间t的分布情况 导热方程为 初始条件 t 0 T T0 边界条件 x 0 T Ts t 0时 x T T0由数学解析法求得 T Ts T0 Ts erf 式中erf 为高斯误差函数 71 可根据的值查表 书上附录4 p361 高斯误差函数表 半无限大平板温度场表达式 由此可计算在给定时间及深度x处的温度 也可计算在x处到达某一温度所需的时间 图8 22为式 8 58 的图解 72 利用 8 58 式及傅立叶定律可以求出通过平板受热表面 x 0 处的热流密度 73 三 第三类边界条件下的一维不稳定导热One DimensionalTransientHeatConductionwithB C TypeIII 74 在讲到三类基本传热边界条件时 曾提到相应的齐次边界条件 具有齐次形式的边界条件 能使定解导热方程组求解简单 上述中引入了相对温度的概念 相对温度也称为 过余温度 引入过余温度 T T 将边界条件化为齐次 即 3 式 4 式分别为齐次第二类和齐次第三类边界条件 75 采用分离变量法求解上述齐次边界条件的定解一维不稳定导热方程 取相对温度 t和x的函数 为两个分别只与x和t有关的单变量函数X x 和G t 的乘积 即 t x X x G t 代入方程 1 得 5 式方程的左 右只与x和t有关 即左端与t有关 而右端与x无关 所以方程 5 两端只能等与一常数 76 由 5 式方程可得到如下两个常微分方程 可见采用分离变量法 可将一维不稳定导热的偏微分方程化为两个独立的常微分方程 从而采用解析法求解 6 式和 7 式方程的两个通解分别为 X x C1cos x C2sin x G t exp 2 t 通解X x 和G t 共含三个待定常数C1 C2和 可利用初始条件 2 和两个边界条件 3 和 4 式定出 见G H GeigerandD R Poirier著的 TransportPhenomenainMetallurgy 的pp 295 297 77 78 79 80 81 82 83 84 8 6金属凝固过程传热SolidificationHeatTransfer 一 金属凝固过程传热特点ThermalCharacteristicsinMetalSolidificationProcess 85 3 铸件与铸型之间是有接触热阻的传热 86 二 由铸型热阻控制的金属凝固传热SolidificationinSandMoulds 当砂型 石膏型等导热系数比较小的铸型 且铸件比较厚大 属于该种情况 87 88 89 90 91 92 93 三 间隙热阻控制的金属凝固传热SolidificationinMetalMoulds 无过热金属浇入导热系数很大的铸型中 金属铸型初始温度为T0 并在铸件凝固中保持不变 图8 31所示 94 95 四 凝固层热阻控制的金属凝固传热SolidificationinWaterCooledMoulds 主要是在水冷型中凝固 传热特点如图 8 33 铸型壁薄 导热热阻小 主要热阻集中在凝固金属层中 96 由凝固层构成半无限大物体 界面初始温度为T0 并在随后保持不变的非稳定导热情况 其方程及条件为 97