【精品】热辐射补充材料

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思考题:1.冬天，隔着玻璃晒太阳感觉更暖和，为什么?因为普通玻璃对太阳辐射的光几乎完全穿透，而对常温下室内物体的红外辐射阻挡在房间内2.北方，深秋或者初冬季节的清晨，为什么树叶总是在朝向太空的一面结霜?因为与背向太空的一面相比，树叶朝向太空的一面须向太空辐射更多的热量，使其表面的温度更低，所以更易结霜3o室温下呈黑色的铁棒在炉中加热时，颜色渐呈暗红.红、橙黄，您知道为什么吗？（随着铁棒加热温度升高，其辐射能量最大的波长向短波方向移动，即经历了远红外线、近红外线到可见光的区域）4海水的颜色为什么总是蓝色的？（这有海水的非灰性质引起的,海水对不同波长的可见光吸收率不同，对蓝色波长附近的射线吸收少，反射多）5.置于室外的冷库应该是什么颜色（深或浅）的比较好？（实用浅色好。因为太阳辐射能量主要位于可见光范围内，而普通物体辐射的能量主要位于红外线范围内。冷库外壳的作用是保温,所以用浅色）例7-6“善于发射的物体必善于吸收”，即物图7-4例7亠5示意图体辐射力越大，其吸收比也越大。你认为对吗？解基尔霍夫定律对实际物依成立必须满足两个条件:物体与辐射源处于热平衡，辐射源 为黑体。也即物体辐射力越大，其对同样温度的黑体辐射吸收比也越大，善于发射的物体，必裨丁•吸收同温度下的黑休辐射c所以上述说法不正确。例7-8在波长入＜2⑷的短波范围内，木板的光谱吸收比小于铝板，而在长波（入＞2冲）范围内则相反。在木板和铝板同时长时间放在太阳光下时，哪个温度高？为什么？解波长小于2pm时•太阳光的辐射能3t上要集中在此波段，而对常温下的物体，其辐射•波长-般大于2pm。在同样的太阳条件下，铝板吸收的太阳能多，而在此同时，其向外辐射的能量却少于木板（在长波范围内•铝板吸收比小于木板，由基尔霍夫定律，其发射率亦小于木板）c因此,铝板温度高。例7-9选择太阳能集热器的表面涂层时，该涂料表面光谱吸收比随波长的变化最佳曲线是什么？有人认为取暖用的辐射釆暖片也需要涂上这种材料•你认为合适吗？解最佳的曲线应是在短波（如入＜3pm）部分光谐吸收比a（A）=l,而在长波部分（入＞3pm）,a（A）=0,这样吸收太阳能最多，而向外辐射散热却为零。对于辐射采暧器，其表面温度不高•大部分辐射位于长波范围，此吋a（A）=O.由基尔霍夫定律乂（入）=0,反而阻碍其散热，因而涂上这种材料不合适。例7・10窗玻璃对红外线儿乎不透明，但为什么隔若玻璃晒太阳却便人感到暖和？解窗玻璃对红外线不透明，但对可见光却是透明的•因而隔善玻璃晒太阳，太阳光可以穿过玻璃进入室内，而室内物体发出的红外线却被阻隔在两内，因而房间内温度越来越高，因而感到暖和。1・解释下列名词：（1）辐射力；（2）黑体;（3〉光谱吸收比；（4）定向发射率；（5）兰贝特定律;（6）基尔霍夫定律2.试述热辐射射线的波长范国，并说明理由。3.深秋或初冬季节的清展在屋面上常会看到结霜•试从传热角度分析：（1）有霜出现的日子是否是晴天？（2）室外空气温度是否一定低于零度？4.试对金晟工件在炉内加热时工件表面颜色随温度升高而变化的情形作出解释°5.在地球轨迹（近似于一个椭圆）的各点，从太阳来的定向辐射强度是否相等"为什么？6.结合玻璃的光谱辐射特性,解释玻璃房的“温室效应”现象。7.试述工程实际辐射换热计算中引入“漫射灰体”假定的合理性及重要意义。8.太阳能集热器表面涂有某种涂层，而使表面吸收太阳能的能力比本身辐射能力大若干倍，这是否与基尔霍夫定律相矛盾？9.实际物休的发射率和吸收比分别与哪些因素有关？10.为什么太阳灶的受热血要做戒粗稳的黑色表血，而辐射采暖板却不涂黑色？11.冋时将导电和非导电的圆球加热到白炽温度时•试预测所观察到的圆球外貌（即兗度悄况）？12.从改碑散热角度，户外变压器外壳上的顏色应涂成深色还超浅色？13.夏天，在阳光下以穿浅色衣服为好，而在钢铁厂的高温车间，为什么工人们有的穿白色工作服•有的却穿深色工作服？试从传热角度加以解释。14.为什么说“物体呈现不同的颜色是由于它选择性吸收或反射”的缘故？15.在有些场合，可用水幕或水雾形成的流动屏障来隔辐射热，试解释原因。 （4）（5分）在太阳能热利用中，总希望固体表面对太阳光的吸收比G大，而其苓身的发射率E小。假定：太阳为5800K的黑体，而固体表面温度为试写出a及£的计算式，并说明它们虽然qHe却不违背基尔霍夫定律，为什么?（2）你认为常温下呈红色的物体在常温下红色光的光谱发射率较其他单色光（如黄、绿、蓝等）的光谱发射率是高还是低？•2.（5分）在煤粉锅炉的炉腔中，烟气温度岛达1600C,但布优在炉腔四周的水冷抵背（骨内有沸腾水流过）则仍安然无恙。一般碳钢与低合金钢只能耐420V的高温，即使奥氏体钢也仅可耐550匸的温度。为什么水冷壁处在这样廐的烟气温度下仍可以安全工作？3.（5分）有人认为广虫辐射面既然没有净得失热量・它的存在也就对整个系统不起任何作用”。这一看法对不对？为什么？1，热辐射的基本特点及其与导热对流的区别2,黑体辐射的基本定律（Planck定律、S—B定律、Lambert定律）及其定量计算3,实际物体的辐射特性，发射率、吸收比的计算及基尔霍夫定律4,角系数的特点、性质及其计算5,表面热阻、空间热阻及有效辐射的概念6,两个及多个漫灰表面辐射换热的计算方法7,辐射换热的强化与削弱8,气体辐射的特点及其应用 一、定义：由于热的原因发射电磁波的过程称为热辐射二、辐射换热基本特点：1,只要物休温度"OK,物体就有辐射本领2,有实际意义的辐射换热波长1辐射换热的基本概念 热射线微米7射线探测x射线仪紫外线太阳的红外线微波炉探伤灯可见光探测仪1,存在近程及远程效应（近在咫尺，远至天体）2,存在热动平衡（吸收和发射）3,在高温时更加重要，与严丁：）成正比4,存在着吸收，反射与穿透5,物性随波长和方向而变 1,无须任何介质，可以穿过真空和低温区Person3DJC辐射通过低温区向人体传热9.3气泡力学；•I■1.泡核的生成泡核沸腾的f个明显特征是在因体的衰面存在£3定的产生泡核的位置，气泡只前在这些位置形成。发生气泡部分以外的固傑表面与液体直接接蝕，在此处从换热面向液体直接传热，此时，液体处于过热状态，尤其是在固体表面常近的薄层存在较大的过热度。在液体形成气泡时，需要供给气液界面能虽才能使液体变成蒸气而发泡。如果液体过热，这种能匮由周围的液休提供，产生气泡所需的过热度由表面张力控制。脱气水和极其清洁光滑的玻碉，缺乏产生气泡核的场所，过热度与范徳华（VanDerWaals）方程式计算的值完全一致，并能得到相当离的过热度。但是，当液体梯黔时，通常得不到如此高的过热度。为了产生气泡，虽是微小的有效半径（临界半艮）的气泡核（nucleus）也是需要的。研究一个完全用液体包圈且与周围处于平衡的气泡。为了产生气泡，气泡内的蒸气压只，必须比因表面张力而产生的液体压力大5。表面张力所产生的界面压力可由拉普拉 斯（Laplace）方程式计算Pq=P^-P尸20(9-1)式中，。为蒸气与液体之间的表面张力，斤＜为气泡半径的临界值。气泡内的伍力尸y至多等于周围液体温度的饱和压力其原因是包围气泡的液体表面具有凹形的弯曲。因此，该蒸气压与液体平面的表面相比仅仅是尸『降低了。这一关系可由汤姆逊（Thomson）方程式表示△-瞥（——）（9-2}RcpL-p^/式中，为饱和压力，d和a分别为饱和洛液和饱和蒸气的密度。除了临界压力附近，由于d与处的差值大，所以非常小。只要刊《化，即PjPc《〈Pc为临界压力），对于△Pc来说，可以忽略不计。过热度与气泡之间的数学关系可由克拉修斯克拉派伦（Clausius-Clapeyron）式结合拉普拉斯方程式得到（9一3）dPLdT7(c/k-Uj.)由于曲面的蒸气压滅少，对于此时的界面压力来说可以被忽略。式（9-3）中，T为液体的饱和绝对温度，£为蒸发潜热，％及如为饱和状态下的液体及蒸气的比容。当假设只出现温差，式（9-3）中的微分dP和d7、可用差分和A7'替换。此外，对于〃来说，如可以忽略不计。通过上面的两个简化，式（9-3）可表示为(9-3)'若设bPfP”将式（9T）代入式（9-3）则得到气泡直径的关系式为2aTtVy~TKt(9-4)在给出液休的过热度AF时，由于气泡的生成，至少必须存在半径的核，所以，式（9-4）中的气泡直径又称作轴界半径（Criticalradius）。.•由液体放出的溶解气体作为有效泡核是非常起作用的.但由于气泡的脱离这些泡核又会大部分被除去，因此，要使沸腾继续进行就需要有其它的泡核。用显微镜观察产生这些泡核的固体表面，发现固体表面是不完整的，存在着凹槽式裂纹。普通的固休表面虽具有无数个这种不完整处，但从所有这些地方不会都发生气泡，从某处发生了气泡，另外一些地方就不会再发生代泡了。对于这一事实来说，一敵最可信赖的见綁是因为从表面凹槽或模槽中产生了气泡，即可以说在这种凹槽中一定存在着气体。若假设这种见解是对的，凹槽的形状能否成为气泡发生点则右潸璽要的关系。例姊图9-2（a）示出的囲形赂液体容易充滿浅凹札再如用（b）那样的具有圆锥形的圆形底的凹槽b根据圆锥的顶角与固械间的接触角的大小，或许粮中钻进气体，或许被液体填满。像图（c）这样狭小的深凹梢，因为缺乏接触角极小的液体，而液体又存在表面张力，所以，液体不可能完全填满凹槽，发生气泡需要的蒸气可以永久残留。然而，对产生气泡最佳的凹梢就像图（d）那样的扩大底部。即：具有图（c）和图（d）这一类凹槽的固体表面上的液林在凹槽中与代相接触，如果液体过热，液体在气相中蒸发，气相发生榜胀，在这种悄况下便足可以产生气泡。•在气泡咸长过程中，泡核的物理条件取决于必要的过热度。在低热流密盛时，过泡柱仅•%•4■ 輛着溫度T(k)的升高，出现飪单色锄购的迦込逍向移：颐感到辅射体的“危廃生变化-例如，在加热钢锭御，当温度低于時ycW,观察不到可见光辐射官即钢锭颜色的•变化。但随漫度的彳:断升鳶,钢锭将相继呈暗红、鲜红、橘红等颜色，而当廻度超过1300七时，将出现所谓白热。综上所述，普朗克定律(详见〔7〕〉和维恩定律拆出黑体的JS匕射只与温度有关，而且温度毬离，短波射线所携带的能最越多。、根据上两定律的计算结果表明，温度不高于12恥二时，辐射总能遢的go%以上将被波长为1一20“g的红外线所携帶；温度越高，不仅辐射力E越强,而且辐射能量分布的比重將更参地移向波长此,在除太阳1辐射总能量的90%范围,2.討体材料表面的辐射。实紜上应用的固体材料都不是黑体，它们的辐射和吸收特性不仅与温度有关，而且与林料的性质、表面的伏况以及颜色等诸、因素有关。在工程上应用最广泛的固体材料为金属骸料和桂酸盐~类的孝金属材料。陰属材料对于天射辐射的吸牧祐射是在表面下很薄的一层内〈几分之一徵米)进行的，因而其黑鷹与表面状况有着密切的关系。对于人眼不可见的薄氧牝层，或杂质膜层'或表面粗糙度都能使黑度产生很大的变化。寰3二所列出的各种数据表明，较厚的氧化层可使黑度增大一个数量级。由亍很难準确地描述表囲秋况，因此在各种手册里所列出的同一种材料的童度値有时涪别狼大，所以对于一些要求精确计算结果的场含.不得;不对材料表面的黑度值进行道接的测定。 匾1報z・■1雜頂邀謂遇是璽番戲3-3所示）；但锂近匹豊黑小.直至B=90°时黑度值为零。漏而增大。例如，当温度超过I■_■■G9U •列犒况•下，股收率才会与黑度相等：（1）入射黑体辐射的温度与吸收表面的温度相等。（2）单色黑度与波长无关。这种单色黑度与波长无关的物•（3）单色黑度与温度无关。自然界中并不存在灰体，实际物体在红外波长范围内，可以蚯似地看作是灰体，为了使工程中的揭射换热计算简化；不但把物体当作灰体，而且认为表面的辐射性质与方向无关■这种辐射称为漫射。对于这种漫■灰表面，基尔靈夫定律可表达为(3T)工程材料可当作漫辐射表面，所以在红外波长范围内可将工程材料近似地当作漫-灰表面。因此，在工程辐射换热计箕中2只要可以近似地认为，固体表页曲幫射猫翔射源表面和吸收表面之间的温度相差不过份悬殊，还耳可以应用式（3-9）,即认为物体表面的黑度与吸收率相等。这律一来,葷把问题大大简化了一步。也就是说，些逹甄竺表面的辐射特性，也了解了塞括来说，在工程计算收特性只取决于表面丽厢减瓦 一、普朗克定律普朗克从量子理论岀发，确定了黑休的单色辐射力同波长和温度之间的关系式E人氏一C；游—一、W/(E・“ni)(5・2〉式申X菠丘，即1T—物体的绝对温捜，KCj常数，为3.743xlO^W./iinym2常数，为M39xl0^m.Ko式(5-2)如图5—4所示。从图中的曲线町以看出:(1)在一定温度下，E屮随波长的变化，存在着极犬値。此扳大值的位置随着温度升高向短波方向移动。相应于极大值的波论和绝对温氏的关系为^xT^2-89mm.K(5-3)此式称为维恩定律。(2)在-・般温度下，例如TW2OODKH4黑体辐射的能彊主耍集中在波长人=匚0—6屮n的范田内，即集中在红外线范国内，其它波长范團内的能适，相对來说比较小，可以忽略。随着温度的升高，能址的集屮区域向短波方向移动，酋先是移向可见光线和紫外线范围，所以在1000-2000K范围内，随着温度的升高，物体的颜色将从暗红色、亮红色、黄色变为克白色。当温度高于3000K,可见光范围内的能量相当可现。例如太阳表面温捜约为6000K,它轴射岀的能量约有50%集中在可见光和紫外线町以指出，买际物体的光诸狷射刀抵渡氏対饰旳现佯T肯阳兄疋律小同，但定性上是一致的＜：在加热金属时可以观察到：当金属温度低于500V时,由于实际上没有可见光辐射，我们不能觉察到金属裁色的变化•但随着温度的不断升高，金属将相继呆现暗红、鲜红、桔黄等颜色”当温度超过1300V时将出现所谓白炽••、金属在不同温度下呈现的各种瀕色，说明随着诅度的缺窩一执罐射中町饥*an(见茫屯超波血比御不断增加: 立体角的单位为sr(球面度)。参看图7-&若取整个半球的面积为4“则得立体角为2兀钦;若取微元面积CM。为切割面积，则得微元立体角(7-14)参照图7-9所示的几何关系，dA<・可用球坐标中的纬度微元角d9和经度微元角d乡表示为d4c=rdd•rsin6d(p图7=8立体角定义图将此式代入式(744),得(7-15)dG=sindd0d(p任意微元表面在空间指定方向上发射出的辐射能量的强弱，首先必须在相同立体角的基础上作比较才有意义c但这还不够，因为在不同方向上所能看到的辐射面积是不亠样的。参看图7・10,微元辐射面dA位于球心图7四计算微元丈体角的几何关系图770定向辐射强度定义图底面匕，在任意方向p看到的辐射面积不是dA，而是dAcos矢所以•不同 方向上辐射能量的强弱,还要在相同的看得见的辎射面积的基础上才能作合理的比较。我们把单位时间、单位可见辐射面积、单位立体角内的辐射能量称为酬畏赠虞，记为/八据此,与辐射面法向成&角方向上的定向辐射强度L(6)［符号表乐L一般地说是&的函数］为定向辐射强度的缸位是W/(n?・sr)。黑体的定向辐射强度有什么规律性呢？理论上可以证明■黑体辐射的定向辐肘强度与方向无关，也就是说,在半球空间的各个方向上的定向辐射强度相等：(7-17)定向辐射强度与方向无关的规律称为兰贝特定律(Lambert)。黑体辐射是-✓X-Z'X-Z符合*贝持定律的，对于服从兰贝特定律的辐射，按式(746).(747)有d®⑷•xt•dAdnLeos9(7-18)上式表明•单位辐射面积发出的辐射能，落到空间不同方向单位立体角内的能髦的数值不等，其值匸比于该方向与辐射面法线方向夹角的余弦，所以兰贝待定律又称金盛建。余兹定律表明，黑体的辐射能在空间不同方向的分布是不均的：法笏向最大，切线方向为零。对于服从特定律的辐射，其定向辐射强度L和辐射力E之间，数值上存往肴简单的倍数关系"将试(7・1X)两端各乘以d0,然后在整个半球范围仃”2k)积分，即得辐射力E:Lcos6d(2」q=2“将式(7-15)代入上武得E—LcosOsin8d9dGEWA-T#（O内扩槽结构警MW-TX管⑵(d>W-TXIf⑴(h>日立E1P（g〉弯肋图6Y7鴻!•換热强化管表面结构示意 在换热表面上造成一层多孔结构；（2）采用机械加工方法在换热管表面上造或多孔结构6-17中示出了几种典型的结构。这种强化表面的换热强度与光滑管相比，常常要高…个数量级，已经在制冷、化工等部门得到广泛应用，有兴趣的读者可参见文献［22,23,35 47沸腾和凝结时的对流换热前面讲的都是单相流体对流换热。而工程实际中往往会遇到在对流换热的同时伴有流体的相态变化。沸腾和凝结时的对流换热过程就属此类。这种换热现象厅单相流体换热现象相比具有很一.沸腾时的对流换热在液体内部形成气泡的汽化过程称为沸腾。水在锅炉中的汽化，制冷剂在蒸发器中的蒸发等，都是沸腾换热的工程实例。'如果加热而是在大容器内9液体的运动仅仅是由自然运动和气泡的扰动而引起的，气泡从加热面上产生后自行脱离，自由浮升，则称这种情况下的沸腾为大容器内自然对流沸腾（有时也叫池内沸腾）。如果液体所处空间是由加热面构成，液体运动的主要原因是借助于外力驱动（或静压差），而且对汽泡的生成.长大.脱离壁面及其运动都发生影响，称这种情况下的沸腾为受迫对流沸腾。一般加热面都采用管子，所以通常就称为管内沸腾。前者比较典型且简单些，研究的也比较深入，一般都以这种大容器内沸腾过程作为基本物理过程来分析。至于斤者一管内沸腾目前还是一个专门课题，本课程将不拟讨论。1・大容器内自然对流沸腾的特点通过观察和实验发现大容器内自然对流沸腾换热具有如下特/八、•（1）液体沸腾时，除在加热面附近仍形成热边界层（与单相对流换热相同）夕卜，液体内任意处的温度总是比与该处液休所承受压力相对应的饱和温度高。这高出的温度称为过热度。图仁"表示大容器内自然对流沸腾时液体内温度分布曲线，及其过热情况。九为液面高，匚为沸腾所处圧力下的砲和温度，杠为壁面 温度。液体任意点的温度皆高于而且越接近于壁血过热度遐大，最大过热度发生在加热页上。温度急剧变化仅发生在靠近加热面较薄的一层流怵内。(2)汽泡只能产生在加烘面上某些个别地点。把产生汽化泡的地点称为汽化核心。提高壁温，汽化核心数增多。(3)汽泡在汽化核心处一产生，翁具有-•定大小的初始半径。之后体积不断増大，直到脱离加热而而浮升。把脱离加热面时厉具有的直径称为跃离直径。当前一个汽泡浮升后，周围的液体来填充汽泡空出的位置°经过一段短时间后在原地重又生成一个初始半径相同的新的汽泡.长大后跃离壁面浮升。如此周而复始°连续产生两个汽泡的时间间隔是一定的，称为周期。单位时间内由同一汽化核心处产生汽泡个数叫汽化频率。(4)汽泡浮升过程中，其容积显著增大。最终冲破液面逸入汽空间。上述这种在加热血上产生汽泡，跃藹壁面浮升，最后逸入汽空间的沸腾称为泡态沸腾(也叫核沸腾)，见图4・21(a>fl(5)当加热壁面温度升高到使过热度达到一定程度时，核心数可增多到汽泡未跃离壁面前彼此间联结成一整片汽膜，将加热面与水隔开。这种状态的沸腾称为膜态沸腾，见图芥21(b)e1.热量转移的途径及影响沸腾换热的因素.加热而上未产生汽泡前的换热是纯自然对流换热，其热量转•■移途径前已论述。当处于泡态沸腾时，加热面将热量通过导热方式传给液体及附在壁而上的汽泡。.由于蒸汽的导热系嫌小且接触面积也不大，所以加热面传给蒸汽的热量远小干它直接传给导热 “〉»£»■»⑹M28I1I图4-21泡杰擁|»为離态擁脚系数大并处于高度扰动的液体的热量。见图422。汽泡跃离昭热图4-22泡态拂㈱时热量转移途轻汽化核心数越多，汽化频率越大,面，浮升过程中体积急剧增大的韦实，表明汽泡浮升过程从周边的液体中吸收了大量热量。汽泡冲破液面之后，将大部分热量帶至汽空问。在液而上蒸发的热垃只占极小部分。由上述可见.热量转移上要途径是：加热而一*液体一汽泡一一燕汽空间。热阻主要集中在加热面与液体之间，这一点由图4訂0也可看出。当液体被扰动的越厉害，热阻会越小。所以泡态沸腾的强弱主要取决于汽泡的多少和运动情况。汽泡越多，扰动越厉害，所携帶走的热量也就越多，换热就越强。标志着汽泡越多，从而换热就强。那么汽化核心的多少，频率的大小又取决于什么因素呢？为解决这个问题，让我们先分析汽泡的形成条件。液体内的汽泡能够稳定存在，必須同时满足力和热的平衡，否则，不是汽泡缩小最后消失，就是汽泡继续增大。根据力平衡条件，汽迫内蒸汽的压力几与汽泡外液体所处的压力P（图4-23）之差，应被 作用在汽液分界面上的表而张力所平衡。我们设想将半径为R的球形汽泡切成两半，作用在面积兀圧上的压力羞为（P广山）兀川；作用柱界面长岌为2；rR上的表面张力为加尺氏于是有-pj）=2xRa或者Ap-p.;--鋼一C仁40）式中a一为汽液界面的表血张力系数匕式表明，由于表而张力的存在，汽泡内的压力几大于汽泡外之压力P”其差值厶P称为附加压力。大小取决于表面张力系数。和汽泡的半径R。若忽路液柱静圧的影响・汽泡外液体的压力可认为近似等于1“系统的环境压力（沸腾压力），即sap"也就是汽泡内的压力久必髙于沸腾压力2。由于饱和压力与饱和温度是一一对应的，所以有TC>TI另一方面，汽泡存在的热平衡条件是汽泡内蒸汽温度几应当等于汽泡外液体温度厂，即T^TtTs表明液体沸腾时，实际温度并非是通常认为的饱和温度，而是髙 于饱和温坯。超过的部分就是过热度。过热度是在液体内部形成汽泡的必要条件，它克服表而张力而做功。但它并非是生成汽泡的充分条件，这可通过如下分析得到说明。既然过热度与附加氏力相对应，所以，由式（4二0）可知，过热恣也就取决于表直张力系数及汽泡半径，I!卩AT=Tt-7oo負汝切，汽泡直径越小，英求过热度也就越九。半R-0时，所耍求的过热庚趋近于无穷大，显然这是不可能的。山此可知，在液休过热密只能是有限（不可能是无穷大）的情况下，初生汽泡的直径不能从零开始，而只能是在某些具有胎核性质的有利场所，以与过热度相适应的大小直径开始形成汽泡。把具有胎核性质的有利场所称为汽化核心，这种具有胎核性质的有利场所，不可能左液体内部找到，而只能存在于粗糙凸凹不平的加热面上。这是因为，（1）那里的液体过热度最大，做功本领也最大，可以形成与之相适应的初始直径较小的汽泡｝（2）为在液体内部形成具有一定汽■液界面的汽泡,必须消耗一定量的功以克服表面张力的阻碍作用，这部分功称为表面功。冇些研究者认为，就产生相同半径的汽泡而言，表面凹缝处所需的表面功最小，见图4-21（放大了的理想示意图）。因为它的侧壁起着依托汽泡的作用，同时凹缝处易于吸附气体使之成为汽泡的胎核。关于汽泡如何从汽化核心处产生的问题，至今仍不清楚，不同学派有不同的看法。多数认为汽泡是由被吸附在凹缝中的气体或蒸汽膨胀而产生。综上所述，在液体内部形成汽泡的必要与充分条件是过热度和汽化核心。前者是内部主观因素，后者是外部客观条件，二者缺一不可。弄清生成汽泡的必要与龙 分条件之后，再来讨论汽化核心数的多少是受那些因素的彫晌•比方便了。加热面上可作为胎核的地点*所需丧而功不尽相同o因此，在某一特定的过热度之下，并不是任何地点都可以成为汽化a心，只有液体过热度能克服在该胎核处生成汽泡时所需表面功的情况下，该点才能成为汽化核心。当液体的过热度増大，做功木领提高时，顶表而功不能克服的胎核，现在有可能被克服，形成汽泡而成为汽化核心。由此可以得出结论：加热而上液休过热度越大，做功本领越大，则表面功较大的胎核也能成为核心，使厚核心数增加。另一方而，表而功的大小与表面张力系数。有关。山物理学中知道:式中C——常数.不同液体具有不同的值卩⑴——液体和熬汽的密度当压力增大时，，与"之垒越小，则表面功越小°因此，：当压力增大时，在过热度不变的情况下，可有更多的胎核成为汽化孩心。这样，乂得出一个结论：为压力増大肘，表面功减少，汽化核心数増多。缥上述，汽化核心数与过热岌及压力成正I；匕，过热哎.压力越大，核心数越多。这只是决定汽泡数目多少的一个方而。还有另一个方面，珥汽化频率。汽化频率取决于汽泡跃离壁向时的直径（容积）大小，这今直径称跃离直從。跃离直径越小，说明单位时间内，由同一个桟心处生成汽泡数目越多，即汽化频率大。跃离直径大小由浮力和表面张力等因素确定。浮力促使汽拋离开壁面，而表面张力则阻止它离升。如果以G及f分别代卷.跃离直径、浮力及表而张力，则可有如下比例或 其中gW-q"〉则有d°oc(少尸面液、汽相密度差与压力成反比，即压力越大密度誉越小。所以.又可得出一个结论：压力越大，跃离直径越小，汽化频率越商。一般地说，跃离宜径还和液体的润湿能力有关。润湿能力用润湿角0表示，见图4-25。当8<90。时，表示液体润湿能力强,称涧湿性液体，见图4・25(a)；而&〉90。时，表示润湿能力弱,(a)⑹425润耀角就水而言.!角貝有称非润湿性液体，见图4亦(b),如水银等。润湿危越大，汽泡越难离开壁面。一定值,6^50%综上所述.除去液体的物性参数外•影响沸腾对流换热的主要因索是过热度和丿玉力P。和卩越大.核心数及频率越大，汽泡数将越多，扰动越厉害，沸腾换热越强。对于水在大容器内自然对流泡态沸腾换热系数住与过热度压力P之间,.由实验确定有如下经验关系式⑶:fl=45,84t2-sV5W/(m2aC)(A-ilaylq=aAt9式又可改写为心=3」甸0・7严小w/(ms°C)(4-41b)式中q—热流密度.或称热载荷W/m'——过热度P压力bar 膜态沸腾及临界热流密度(临界热载荷)过热度越大，沸腾换热越强，但是过热度堆大一定程度，核心数噜多，至便未跃离壁而Z前，就相互连成一片形成汽膜，这样的沸騰状态，称为膜态沸腾。这时，由于大而积汽膜与壁面接触厂将水隔开，而使换热滅弱。随着4F增大，膜片加大，换热继■•之减弱，见图4-26中C—D段，在这段中汽膜还不稳定。当继续增大，超过D点后，换热系数随厶才增大而用大，这是由于汽膜呈密片稳定后。辐射将起重要作用的结果。ffi4-26水在大空间内饶H时ci疏的变化(p=hO13bar)山泡态变为膜态过渡点称为临界点。与该点柑应的换热系数.温吳及热流密度分别称为临界换热系数.临界温差及临界热渝密度。临界热流密皮及临界温无:具冇很大实用愈义。对于热负荷一定的电.知热器、锅炉水冷壁等沸・腾换热设备。其热负荷不允许超过临界热负荷，否则由丁•蟹面温度迅速飞升■导致壁賀被烧毁c对于依靠蒸汽凝结加热的蒸发器，其温差不能大于临界温差.否则会因换热系数及热流密度降低，而导致蒸发幣效率急剧下降。 2215加热区•gw•:♦:♦炫笛1一英发段2—输送段3—凝给段4一管芯5—工作液6—工作液蒸汽图「28热管结拘及工作原理新返回蒸发段再蒸发,如此4-8热管及真空相变式热水器工作原理逆过对沸腾和凝结对流换热的讨论，发现伴右相变时对流换热强度远比单相流体对流换热强度高的多。基于此，人心把两若巧妙的结合起来，研制出各种形式的适于中低温高效节能换热设备。其中热管换热器及真空相变式热水器就是近几年披广泛嵐用的实例。一、热管热役是在60年代才付诸应用的筒导热性能的热传递元件，其构造见图4-28。由管壳、管:芯和工作液组成的一个封闭系统。蒸发段i被加热后，管内介质吸取潜热蒸发。蒸汽从中心通道流向凝结段，放出潜热，凝结为液体。借助管芯毛细力的作用，液体重形成一个闭合的循环（使液 体返回蒸发段的方法很多，毛细作用只是其屮一种〉0用这种方法.把热量从加热区传递到散热区。■可见热管的工作原理是沸腾与凝结两种高效换热过程的结合。它具有如下特点；’（1）热传导的能力强，把它作为一个导热元件看待，其导热能力可超过同样形状和大小的铜的导热能力几倍至几千倍。轴向温降很小，因为沸腾和凝结在同一根管内，几乎处于同一饱和状态，整个热管趋于等温。（3）采用临界温度不同的工作液，可使热管适应-2G0cC_22009范围内工作。（4）结构简单，无运动部件，工作可靠，且形状可根据需要做成直管、弯管或圆筒等。热管的特点决定了它的应用范圉十分广泛。主要用在下述二个方面’（1）作为传递热能的元件；（2）造成均温环境,（3〉实现恒热流。除航天及军事技术领威内应用热管满足各种要求外，在工业生产上多偕助它的高导热性用于各种形式热交换气体的对渝换热热阻较大，为提高传热性能，可在块管外侧现装肋片，详可参阅文献〔1Q设备上。其中效果最显著的是气气换热设备。其原因是由于