6。3 对流传热

6。3 对流传热 对流给热：工业生产中大量遇到的是流体在流过固体表面时与该表面所发生的热量交换。这一过程称为对流给热。一、对流给热过程分析流动对传热的贡献流体的宏观流动使传热速率加快，下面以流体与壁面的给热为例加以说明。

6。3 对流传热 当流体静止时，流体只能以传导的方式将热量传给壁面。由上节可知，流体温度T在垂直于壁面方向呈直线分布，流体至壁面的热流密度为流体导热系数和壁面处温度梯度之积，即 q=-λ(dT/dy)y=0=λ（ΔT/δ）（6-23）

6。3 对流传热 当流体层流流过平壁时，为考察流动对传热的贡献，可在图6-10a中取一微元空间并对其作热量衡算。由于流体被冷却，在x方向流出微元体的流体温度必低于流入该微元的流体温度，致使y方向的热流密度qy必大于qy+dy 。由此可见，流体沿x方向作层流流动的结果，使垂直方向上的热流密度随距离y的增大而减小，温度梯度也随之减小。

因壁面上流体速度为零，故流体传给壁面的热流密度仍由傅立叶定律确定，即因壁面上流体速度为零，故流体传给壁面的热流密度仍由傅立叶定律确定，即 q=-λ(dT/dy)y=0 （6-24）可见，在温差相同的情况下，流体的流动增大了壁面处的温度梯度，使壁面热流密度较流体静止时为大。

当流体以湍流状态流过平壁时，由于湍流脉动促使流体在y方向上的混合，主体部分的温度趋于均一，只有在层流内层中才有明显的温度梯度，此时的温度分布如图6-10d所示。显然在壁面附近的温度梯度更大，热流密度也将更大。当流体以湍流状态流过平壁时，由于湍流脉动促使流体在y方向上的混合，主体部分的温度趋于均一，只有在层流内层中才有明显的温度梯度，此时的温度分布如图6-10d所示。显然在壁面附近的温度梯度更大，热流密度也将更大。总之，对流给热是流体流动载热与热传导的联合作用的结果，流体对壁面的热流密度因流动而增大。

自然对流 2、对流给热过程的分类工业对流给热可分为如下四种类型：流体无相变化的给热过程强制对流给热自然对流给热发生相变化的给热过程蒸汽冷凝给热液体沸腾给热其中，根据流动情况又可分为层流和湍流。 3、强制对流与自然对流根据引起流动的原因，可将对流给热分为强制对流和自然对流两类。强制对流是指流体在外力（如泵、风机或其他势能差）作用下产生的流动；而自然对流则是在传热过程中因流体内部冷热部分密度不同而引起的流动。

（1）强制对流 由第一章流体流动可知，流体在外力作用下的强制流动可分为层流与湍流两种：层流流动时：各层流体平行流动，在垂直于流体流动方向上的热量传递，主要以热传导的方式进行，也有较弱的自然对流。（径向上没有质点脉动，但有温度差）湍流流动时：无论流体主体的湍动程度多大，在管壁附近总有一层流底层，此层流底层内,在垂直于流体流动方向上的热量传递，也是以热传导方式为主进行。由于大多数流体的导热系数较小，故热阻主要集中在层流底层中，温度差也主要集中在该层中。在层流底层与湍流主体之间存在着一个过渡流区，过渡区内的热量传递，是传导与对流的共同作用。在湍流主体中，由于流体质点的剧烈混合，可认为温度基本上一致，即：湍流主体中，温度梯度近似为零。如P241 图6-10 d所示。

（2）、自然对流 如P242 图6-11所示，平板一侧设有电热器，热量由平板另一侧传给液体。在加热过程中，加热面附近的液体温度必高于远离加热面处的液体温度，此温差以ΔT表示。液体受热后体积膨胀，密度减小。设远离加热面a处的液体密度为ρ，则加热面附近b处的液体密度为： ρˊ=ρ/（1+βΔT）（6-25）

式中β为液体的体积膨胀系数。于是，在图6-11中a、b两点将形成压差式中β为液体的体积膨胀系数。于是，在图6-11中a、b两点将形成压差 ΔP=ρgL-ρˊgL=ρgL[1-1/（1+βΔT）] =ρgLβΔT/（1+βΔT）当ΔT较小时， ΔP/ρ≈ gLβΔT （6-26）在此压差的推动下，必造成如图中所示的液体环流，其速度满足下列关系式： u2/2∝ΔP/ρ≈ gLβΔT 或 u∝（gLβΔT）1/2 （6-27）

环流速度u的绝对值还取决于流动阻力，因而与流体的性质（如粘度）、流动空间的几何形状与尺寸等有关。环流速度u的绝对值还取决于流动阻力，因而与流体的性质（如粘度）、流动空间的几何形状与尺寸等有关。由上式可知，流体中只要有温差，就会有环流。这种由温差引起的流动称为自然对流。可见，在流体中传导过程常伴有自然对流。自然对流的强弱与加热面的位置密切有关。除上述垂直放置以外，加热面也可以水平放置，如P242 图-12 。此时，在加热面上部有利于产生较大的自然对流。如固体表面为冷却面，情况刚刚相反，有利于下部产生较大的自然对流。

因此，为了在一定空间内获得较为均匀的加热，加热器应放置于该空间的下部，房间的采暖即为一例。反之，为了在一定的空间进行较为均匀的冷却，冷却器应放置在该空间的上部，剧场的冷气装置即是一例。唯其如此，才能造成充分的自然对流。二、对流给热过程的数学描述 1、牛顿冷却定律和给热系数壁面对流体的加热或冷却由于对流的存在变得非常复杂。严格的数学处理要求推导出流体中的温度分布，求出壁面上的温度梯度，按P242 （6-24）求出热流密度。目前，只有少数简单的情况（如流体层流流过等温平壁时）才能获得计算热流密度的解析式。即使如此，理论计算的结果也并不准确，这是由于自然对流的影响难以定量估计的缘故。 q=-λ(dT/dy)y=0 （6-24）

工程上将对流给热的热流密度写成如下的形式：工程上将对流给热的热流密度写成如下的形式：流体被加热时：q=α（tW -t）（6-28）流体被冷却时：q=α（T-TW ）（6-29）式中α—给热系数，W/ （m2·0C）； TW—壁温，0C； T、t—流体的某代表性温度，通常取横截面上的流体平均温度。为将其与截面上各点的温度相区别，以下将横截面上的平均温度简称为主体温度。以上两式称为牛顿冷却定律。注意：牛顿冷却定律并非理论推导的结果，而只是一种推论，即：假设热流密度与温度差ΔT 成正比。。该公式虽然形式简单但它并未揭示对流给热过程的本质，它把所有影响对流给热的复杂因素都归纳在比例系数α内。对流给热的中心问题就是如何确定在各种具体条件下的α的计算公式。（类似于阻力损失计算中阻力系数或摩擦系数的计算）。

2、获得给热系数的方法 有三种获得对流给热系数的主要方法。（1）、解析法。对所考察的流场建立动量传递、热量传递的衡算方程和速率方程，在少数简单的情况下可以联立求解流场的温度分布和壁面热流密度，然后将所得结果改写成牛顿冷却定律的形式，获得给热系数的理论计算式。这是对流给热过程的解析解，如在分析管内强制层流的对流给热时之所为。当建立了方程组后在数学上无法获得解析解时，退而用数值法对特定的问题求得离散的温度分布，再用式（6-24）求得热流密度q。（2）、数学模型法。如蒸汽在管外冷凝时那样，对给热过程作出简化的物理模型和数学描述，用实验检验或修正模型，确定模型参数。

的理论求解过程为： 边界层是对流传热的主要热阻所在。

（3）、因次分析法。用因次分析将影响给热的因素无因次化，通过实验决定无因次准数之间的关系。这是理论指导下的实验研究方法，在对流给热中广为使用。（3）、因次分析法。用因次分析将影响给热的因素无因次化，通过实验决定无因次准数之间的关系。这是理论指导下的实验研究方法，在对流给热中广为使用。此外，对少数复杂的对流给热过程，如沸腾给热，也采用直接实验的方法。 3、给热系数的影响因素及无因次化先考察固体表面与不发生相变化的流体间的给热过程，影响此过程的因素有：（1）、液体的物理性质：密度ρ、粘度μ、CP 、导热系数λ；（2）、固体表面的特征尺寸l；（3）、强制对流的流速u；（4）、自然对流的特征速度，由式（6-27）已知，此速度可由单位质量流体的浮力gβΔT表征。

（βgΔt=单位质量流体的浮升力N/Kg=L T -2 β=（1/V）（dv/dt） →βΔtρg/ρ=（ΔV/VΔt）（Δtρg/ρ） =ΔVρg/ρV =ΔVρg/m =流体质点的上浮力/流体质量 βgΔt=ΔVρg/ρV =ΔVρg/m 单位质量流体的上升力考虑自然对流对α的影响）

给热系数α可表示为 α= f（u，ρ，l，μ，λ，，Cp，βgΔt ）（6-30）用因次分析法将上式无因次化。无因次化步骤：（1）将α与各参数间的函数关系写成下列幂指数的函数关系。 α= KualbμcλdρeCpf（βgΔt）h （2）列出所有物理量的量纲。上式中8个物理量涉及四个基本量纲：质量M、长度L、时间T、温度Θ

8个物理量的量纲分别为： dimα=M T -3Θ-1 dim u = L T -1 dim l =特性尺寸m = L dim μ=M T -1L-1 dim λ= M L T -3Θ-1 dim ρ=M L-3 dim Cp= L2 T -2Θ-1 dimβgΔt=单位质量流体的浮升力N/Kg=L T -2 （3）将各物理量的量纲代入幂函数式求得幂函数各指数。 M T -3Θ-1=K（L T -1 ）a（L）b（M T -1L-1）c（M L T -3Θ-1）d（M L-3）e（L2 T -2Θ-1）f（L T -2）h

根据量纲一致性原则：物理方程等号两边的量纲相等。可得：根据量纲一致性原则：物理方程等号两边的量纲相等。可得：对于M ：1= c +d + e （1）对于L：0 = a +b-c+d-3e+2f+h （2）对于T：-3= -a -c -3d -2f -2h （3）对于Θ：-1= -d -f （4）显然4 个方程没法同时求出7个未知数，我们指定其中a 、f 、h为已知数，求解其余4 个得： d = 1 - f （由方程（4）得） e = a + 2h （由方程（4） -（3） -（1）得） c = -a +f -2h （由方程（ 1）+（ 4）得） b = a + 3h - 1 （由方程（1） + （2） +（ 4）得）

将d 、e 、b 、c 的表达式代入幂指函数式得： α= Kual（a+3h-1）μ（-a+f-2h）λ（1-f）ρ（a+2h）Cpf（βgΔt）h （4）将指数相同的物理量（参数）合并得 α=K（luρ/μ）a（Cpμ/λ）f（l3ρ2βgΔt/μ2）h（λ/l）即： lα/λ=K（luρ/μ）a（Cpμ/λ）f（l3ρ2βgΔt/μ2）h 这样将8个物理量之间的函数关系整理成了4 个准数之间的函数关系。即： lα/λ=f[（luρ/μ），（Cpμ/λ），（l3ρ2βgΔt/μ2）] （6-31）

这样，描述给热过程的准数关系式为： Nu = ARe aPr bGr ｃ　　　　　　　（６－３６）

Nu = ARe aPr bGr ｃ　式中无因次数群： -----努塞特准数，表示导热热阻与对流热阻之比 -----普兰特准数，反映物性的影响。一般，气体的Pr<1，液体的Pr>1 ------格拉斯霍夫准数Gr是雷诺数的一种变形，表征自然对流时的“雷诺数”

准数名称 符号意义努塞尔特准数（Nusselt number） Nu=αl/λ＝α/（λ／l）＝α／α* α*相当于给热过程以纯导热方式进行时的给热系数。Nu反映对流使给热系数增大的培数雷诺数（Reynolds number） Re= luρ/μ 流体的流动状态和湍动程度对对流给热的影响普兰特准数（prandtl number） Pr= Cpμ/λ 反映流体物性对对流给热过程的影响格拉斯霍夫准数（Grashof number） Gr= l3ρ2βgΔt/μ2＝（Re n）2 Gr是雷诺数的一种变形，它表征自然对流的流动状态对对流给热的影响上式中，当Re、Pr、Gr 准数确定后，Nu 准数也被确定，由Nu 即可求出α值。

Nu = ARe aPr bGr ｃ　对各种不同情况下的传热，式中A、a、b、c 常数用实验方法求取。故准数关联式是一种经验公式，在利用通过实验所建立的各种准数关联式求解α时，不得超出实验条件的范围。由实验求得的准数关联式在应用时应注意以下几点：（1）应用范围关联式中Re、Pr、Gr 准数适用大小范围。（2）特征尺寸应注意Re、Gr 准数中传热面的特性尺寸l 应如何选定。L一般选用对流体流动或对对流给热产生主导影响的几何尺寸。如：管内对流传热时，L用管内径，对非圆形管的对流给热，L常取de。

（3）定性温度 流体在对流传热过程中，温度是变化的（沿传热面变化）定性温度：确定准数中流体的物性参数所依据的温度。不同的关联式，定性温度的确定方法往往不同，因此应注意各准数中的物性应按什么温度确定，即：注意定性温度的规定。（4）各准数中的物理量必须用同一单位制度下的单位表示。下面我们讨论各种具体情况下的α的经验关联式一、无相变的对流给热系数的经验关联式 Nu=ARe aPr b Gr c 上式为一般准数式，在解决实际问题时，可以根据具体传热情况加以简化。

Nu = ARe aPr bGr ｃ　当流体作强制对流湍流时：代表自然对流影响的Gr准数可以忽略。 Nu=f（ Re、Pr ）当流体作自然对流时：上升力的影响较大，此时Re准数可以忽略。 Nu=f （Pr 、Gr ）工业生产中常遇到的流体无相变时的对流传热情况有强制对流传热和自然对流传热两类。

1、圆形直管内强制湍流的给热系数对于强制湍流，自然对流的影响可以不计，给热系数由下式计算。 Nu=0。023Re 0。8Pr b （6-41）或α=0。023（λ/d）（duρ/μ）0。8 （Cpμ/λ）b 上式适用范围：（1）、Re >104即流动是充分湍流的；（2）、Pr =0。7—160 （一般流体皆可满足，不适用于液体金属）；（3）、流体是低粘度的（不大于水的粘度的2倍）；适用于全部气体和低粘度的液体。 μ< 2μW20

Nu=0。023Re 0。8Pr b （4）、L/d >30—40即进口段只占总长的很小一部分，而管内流动是充分发展的。当L/d=30—40时，由于管入口处扰动较大，α较大，需将它乘以校正系数1。07—1。02 ，也就是此时α增加（2—7）% 。（5）、特性尺寸l规定为管内径；定性温度取流体进、出口温度的算术平均值。Tm=（T1+T2）/2 tm=（t1+t2）/2 （6、）当流体被加热时：b=0。4冷流体当流体被冷却时：b=0。3热流体以上热、冷流体b 值的不同，主要是由于温度对层流底层中流体粘度的影响所引起。

对于气体：Pr 准数中的μ和λ均随温度升高而略增加，结果气体的Pr 基本上不随温度而变，（Cp随温度的变化很小，忽略不计）对空气或其它对称双原子气体：Pr≈0。72 Nu=0。02Re 0。8 （7）对高粘度液体：因近管壁处的液体粘度与主体粘度相差较大，加热和冷却时的区别更大，这时须加入一个包括壁温下的粘度的校正项，才可得到与实验结果相符的满意结果。 Nu=0。027Re 0。8Pr 0。33（μ/μW）0。14（6-42）引入壁温下的粘度，须先知壁温，这使计算过程复杂化。由于壁温通常较难确定，在壁温未知的情况下，可用下式近似计算。当液体被加热时：（μ/μW）0。14 =1。05 当液体被冷却时：（μ/μW）0。14 =0。95

（8）对于短管：当L/d < 60 时，由于管子入口处的流体扰动程度较大，热阻较小，那么α较大。因此，在上述直管α计算式的基础上应乘以管入口效应校正系数： εL=1 +（d / L）0。7 可见，由于管入口效应，使短管的整个管长的平均α值比长管的平均α值大一些。（9）对于弯管：流体在弯管内流动时（如：肘管、蛇管等），由于离心力的作用，扰动增大，其α值较直管的大一些，因此，应乘以弯管效应校正系数： εR=1 +1。77（d / R）即：αˊ=α[1 +1。77（d / R）]（6-44）式中：R—管子的弯曲半径。

（10）流体在圆形直管内过渡流时的α 当Re=2000—10000之间时，还没有可靠的计算公式可用，为了粗略估计，可用湍流公式计算出α值，然后乘以校正系数f 。 f=1 -6×105/Re1。8 < 1 （6-43）

2、流体在圆形直管内强制层流时的α 此时应考虑自然对流在热流方向施以α的影响，由于此时传热过程情况较复杂，故α的计算误差也较大。当自然对流的影响比较小，且可被忽略时，α可用下式计算。 Nu=1。86（Re·Pr）1/3·（d / l ）1/3（μ/μW）0。14 适用范围：Re< 2300 ；（Re·Pr·d / l ）>10 ； l/d>60 Pr =0。6—6700；Gr <25000 特性尺寸用管内径d ；定性温度取流体进、出口温度的算术平均值，但μW按壁温确定。当Gr>25000 时，应将上式右端乘一校正因子f f=0。8（1+0。015Gr1/3）在换热器设计中应尽量避免在强制层流条件下进行传热，因此时，α很小。

Nu=0。023Re 0。8Pr b 3、流体在非圆形管内强制对流时的α 此时，仍可采用上述各经验关联式计算，只要将式中的管内径改为当量直径即可。 de= 4流通截面积/润湿周边长度这种算法是近似的，对于套管环隙中的对流传热，目前已有专用的关联式如P248（6-45）任何准数关系式都可加以变换，使每个变量在方程式中单独出现。如将式（6-41）脱去括号，可得 α=0。023[（ρ0。8 CP0。4λ0。6）/μ0。4 ]×（u0。8/d0。2 ）（6-46）

α=0。023[（ρ0。8 CP0。4λ0。6）/μ0。4 ]×（u0。8/d0。2 ）（6-46）由上式可知，当流体的种类（即物性）和管径一定时，给热系数α与u0。8成正比。在其他因素不变时，给热系数α反比于d0。2 ，这说明管径d对α影响不大。至于其他各物理性质对α影响的大小，只要比较各自的指数便可一目了然。所以说，将无因次数群方程式展开成上式的形式，易于弄清每个物理因素单独的影响，对分析具体问题很有好处。 P248 例6-3管内强制湍流时给热系数的计算（请大家自己阅读）

一、流体在管外强制对流时的α 流体在管外垂直流过时，分为流体流过单管和垂直流过管束两种情况。在工业上所遇到的一般为流体垂直流过管束，故我们只介绍流体垂直流过管束时α的计算方法。流体垂直流过管束时的对流传热十分复杂，如：P251图6—16管束的排列所示，管束的排列分为直列和错列两种。行与行之间的间距：x1 列与列之间的间距：x2

流体在管束外垂直流过时的α可用下式计算： Nu=CεRe nPr 0。4（6-48）式中，C、ε、n 均由实验确定，其值见P250 ε—排列系数，ε、n 值视管束中管子排列方式不同而异。对于第1列管子，不论直列或错列，ε相同。由图6—16可见，从第2列开始，因为流体在错列的管束间通过时，受到阻拦，使湍动增强，故ε较大，即错列时的α比直列时要大一些。从第3列以后，直列或错列的ε值，也就是α基本上不再改变。

列数直列错列 C n ε n ε 1 0．6 0．171 0．6 0．171 x1/d=1。2—3时，C=1+0。1 x1/dx1/d>3时，C=1。3 2 0．65 0．157 0．6 0．228 3 0．65 0．157 0．6 0．290 3以上 0．65 0．157 0．6 0．290 Nu=CεRe nPr 0。4 表6—2流体垂直于管束流动时的C、ε、和n 值 ε—排列系数，ε、n 值视管束中管子排列方式不同而异。

由表6-2数据可知：错列优于直列。 Nu=CεRe nPr 0。4（6-48）上式的使用条件： 1、Re=（5—70）×103 x1/d=1。2—5 x2/d=1。2—5 2、特性尺寸取管子的外径。 3、定性温度取流体进、出口温度的算术平均值。 4、流速u 取每列管子中最窄通道处的流速。

由于各列的α不同，因此，可按下式求整个传热面积的平均α值。 αm=ΣαiAi/ΣAi（6-49）式中：αi—i 列的α W/m2K Ai —i列传热管的外表面积。M2 二、搅拌釜内液体与釜壁的给热系数此给热系数与釜内液体物性及流动状况有关，一般均通过实验测定，并将数据整理成如下的形式 Nu=ARem aPr b（μ/μW）c（6-50）对应不同型式的搅拌器，上式中的系数不同，即使同一型式的搅拌器置于尺寸比例不同的搅拌釜内，上式中的系数值也不同。对具有标准结构的六叶平叶涡轮搅拌器，其给热系数可用P251（6-51）式计算。

三、自然对流的α 流体自然对流是由于流体各部分温度不同引起密度不同而产生的对流。流体自然对流时，其一般准数式为：Nu=f （Pr 、 Gr ）流体在大容积中（或大空间内）作自然对流时， Nu=A（Pr 、 Gr ）b（6-53）式中：A、b 值由实验确定。P252表6—3 列出了不同Pr 、 Gr 范围内的A和b值。

使用上式时应注意以下几点： 1、特性尺寸的规定：对水平管取管外径，对垂直管或板取管长或板高。 2、定性温度取膜温，即：t=（tW + tm）/2 tm =（t1 + t2 ）/2 膜温：壁温和流体进、出口温度的平均温度的平均值。 3、Gr 准数中的Δt = tW -t tW—壁温t —流体主体温度

第四节沸腾给热与冷凝给热 化工生产中，常见的冷凝器、蒸发器、再沸器等传热设备都是具有蒸汽冷凝、液体沸腾等相变化的对流传热过程。一、沸腾给热 1、大容积饱和沸腾因液体沸腾时，伴有流体流动，所以沸腾传热过程属于对流给热。工业上，液体沸腾有两种情况：大容积沸腾：将加热面浸于液层中，液体在加热面外的大容积内沸腾，液体的运动只是由于自然对流和气泡扰动所引起的。管内沸腾：液体在管内流动的过程中在管内壁发生的沸腾，这时在加热面上产生的气泡不能自由浮升，而是被迫与液体一起流动，出现复杂的汽—液两相流动状态，且液体的流速对沸腾过程也有影响，其传热机理较大容积沸腾更为复杂。

根据管内液流的主体温度是否达到相应压力下的饱和温度，沸腾给热还有过冷沸腾与饱和沸腾之分。根据管内液流的主体温度是否达到相应压力下的饱和温度，沸腾给热还有过冷沸腾与饱和沸腾之分。过冷沸腾：液流主体温度低于饱和温度，而加热表面上有气泡产生，称为过冷沸腾。此时，加热面上产生的气泡或在脱离之前、或脱离之后在液流主体中重新凝结，热量的传递就是通过这种汽化—冷凝过程实现的。过冷沸腾的机理复杂，至今尚未弄清。饱和沸腾：液流主体温度达到饱和温度，则离开加热面的气泡不再重新凝结。这种沸腾称为饱和沸腾。本节只讨论大容积中的饱和沸腾情况

2、气泡的生成和过热度 沸腾给热的主要特征是液体内部有气泡产生。实验观察表明，气泡是在紧贴加热表面的液层内即在加热表面上首先生成。作为气泡存在的必要条件，其内部的蒸汽压必须等于外压与液层静压强之和。因此，液体温度至少等于该蒸汽压对应的饱和温度。实际上，在该饱和温度下，小气泡还是不可能生成的。从物理化学有关表面现象的论述中得知，新相的生成是比较困难的。这是因为首先生成的微小气泡使液体呈现凹面，而液体在凹面上的饱和蒸汽压小于同温度下平面上的饱和蒸汽压。凹面的曲率越大，产生的饱和蒸汽压越小。因此，为弥补由于凹面而引起的蒸汽压降低，使小气泡得以生成，液体的温度必须高于相应的饱和温度。这种现象称为液体的过热。液体的过热是新相—小气泡生成的必要条件。

3、粗糙表面的汽化核心 液体的过热是气泡生成的必要条件。固体加热表面温度最高，可以提供最大的过热度，是产生气泡最有利的场所。尽管如此，也不是加热表面上的任何一点都能产生气泡。实验发现液体沸腾时气泡只能在粗糙加热面的若干个点上产生，这种点称为汽化核心。汽化核心是一个复杂的问题，它与表面粗糙程度、氧化情况、材料的性质及其不均匀性等多种因素有关，至今尚未完全弄清。目前，比较一致的看法认为，粗糙表面的细小凹缝易于成为汽化核心，其理由是：（1）凹缝侧壁对气泡有依托作用，故产生相同半径的气泡所需的表面功较小（P254图6-18C所示）；（2）凹缝底部往往吸附微量的空气和蒸气，可成为气泡的胚胎，使初生气泡曲率半径增大，所需的过热度较小。长大的气泡从加热面脱离时又残留少量气体，此气体可成为下一个气泡的胚胎。

在沸腾给热过程中，气泡首先在汽化核心生成、长大，当长大到一定大小，在浮力作用下脱离加热面。气泡脱离之后，周围的液体便会涌来填补空位，经过加热后产生新的气泡。因此，就单个汽化核心而言，沸腾过程是周期的。但是，加热表面上汽化核心数量很多，各汽化核心此起彼伏重复着同样的周期性变化，故整个沸腾给热过程是平稳的。如果加热面比较光滑，则汽化核心少且曲率半径小，必须有很大的过热度才能使气泡生成。但是，一旦气泡长大，过热度已不再需要，过热液体在气泡表面迅速蒸发产生大量蒸汽。此瞬间蒸发过程进行得十分激烈，故常称之为暴沸。暴沸之后，过热度全部丧失，重又开始新相（汽泡）生成的孕育过程，此期间不生成蒸汽。蒸发过程变得极不平稳。暴沸现象对给热过程是不利的，应设法避免。但是，对于粗糙表面一般不会产生暴沸现象。

据实验观察，脱离加热面的气泡在其上浮过程中，其体积会迅速增大至5—6倍。这一事实说明，在沸腾给热过程中虽有气泡产生，但因汽化核心只占加热面很小部分，大部分热量仍然是由加热面传给液体，然后通过液体在气泡表面的蒸发使气泡长大。在气泡上浮过程中，过热液体和气泡表面间的给热强度很高，其给热系数可以达到2×105W/（m2·0C）左右。在无相变的对流给热中，热阻主要集中在紧贴加热表面的液体薄层内。沸腾给热也是如此。但在沸腾给热时，气泡的生成和脱离对该薄层液体产生强烈的扰动，使热阻大为降低。沸腾给热的强度之所以高于无相变化的对流给热，其根源就在于此。

实验观察还发现，提高加热面的温度，可增加单位加热表面上的汽化核心数目。这是因为，提高壁温使加热面各点所能提供的过热度普遍增大，因而会有更多的部位具备产生气泡的条件，成为汽化核心。同时，提高壁温还可使原有汽化核心上的气泡长大速度增加，脱离频率加快。汽化核心密度和气泡脱离频率的增加使上述液体薄层受到更加剧烈的扰动。由此可以预料，沸腾给热系数α必与温差有着密切的关系。 4、大容积饱和沸腾曲线一般认为：沸腾液体汽液两相处于平衡状态，即：液体的温度等于液体所处压力下相对应的饱和温度tS。（tb = tS）实验测定表明：沸腾液体的平均温度t1略高于饱和温度tS即：液体处于过热状态。t1略大于tS

过热度：Δt= t1 - tS液体平均温度与操作压强下液体的饱和温度之差。Δt的大小取决于液体的物性及汽泡的生成速率。在紧靠加热面的一薄层液体中，温度急剧上升，直到液体和加热面直接接触处，其温度等于加热面的温度tW ，这时，过热度最大。故，Δtmax= tW - tS 大容积内的沸腾过程随着Δt的不同，会出现不同类型的沸腾状态。P255 图6—19画出了常压下水沸腾时α与Δt的关系曲线。

6。3 对流传热

6。3 对流传热

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