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0.1Mpa,初始温度20℃.当有热量开始传递给水时,缸内水温迅速上升,而比容略有增加,气缸内压强保持恒定不变.当水温达到99.6℃时,如若再增加传热量,水将发生相变,如图1-1<

所示.也就是说,一部分水开始气化变为蒸汽,在此相变过程中,温度和压强始终保持不变,但比容却有大幅度的增加.当最后一滴液体被气化时,进一步的加热将使蒸汽温度和比容均有所增加,如同1-1<

所示.

在给定压强下发生气化的温度称为饱和温度,压强称为给定温度下的饱和压强.因此,99.6℃水的饱和压强是0.1MPa,0.1MPa水的饱和温度为99.6℃.

如果某一工质为液态并处于其饱和温度和饱和压强下,则称该液体为饱和液体.如果液体温度低于当前压强下的饱和温度,则称该液体为过冷液体〔表明液体的当前温度低于给定压强下的饱和温度〕或压缩液体〔表明液体的当前压强大于给定温度下的饱和压强〕.

若某一工质在饱和温度下以液、气共存的形式存在,则称蒸汽质量与总质量之比为干度.因此,如图1-1<

所示,若蒸汽质量为0.2kg,液体质量为0.8kg,则其干度为0.2或20%.干度只有在饱和状态下才有意义.若某一工质处于饱和温度下并以蒸汽形态存在,则称该蒸汽为饱和蒸汽〔有时称为干饱和蒸汽,意在强

调其干度为100%〕.当蒸汽温度高于其饱和温度时,则称之为过热蒸汽.过热蒸汽的压强和温度是彼此独立的,因为温度上升时,压强可能保持不变.

在图1-2所示的温度-比容图上作等压线,表示水由初压0.1MPa、初温20℃被加热的过程.点A代表初始状态,点B为饱和液态〔99.6℃〕,线AB表示液体由初始温度被加热至饱和温度所经历的过程.点C表示饱和蒸汽状态,线BC表示等温过程,即液体气化转变为蒸汽的过程.线CD表示在等压条件下蒸汽被加热至过热的过程,在此过程中,温度和比容均增大.

类似地,线IJKL表示压强为10MPa下的等压线,相应的饱和温度为311.1℃.但是,在压强为22.09MPa条件下〔线MNO〕,不存在等温蒸发过程.相反,点N是个转折点,在该点上,切线斜率为零,通常把N点称为临界点.在临界点处,饱和液体和饱和气体的状态都是相同的.临界点下的温度、压强和比容分别称为临界温度、临界压强和临界比容.一些工质的临界点数据如表1-1所示.

热力学第一定律通常把热力学第一定律称为能量守恒定律.在基础物理课程中,能量守恒定律侧重动能、势能的变化以

与和功之间的相互关系.更为常见的能量守恒形式还包括传热效应和内能的变化.当然,也包括其它形式的能,如静电能、磁场能、应变能和表面能.

历史上,用热力学第一定律来描述循环过程：

净传热量等于循环过程中对系统所做的净功.

1.1.5热力学第二定律热力学第二定律有多种表述形式.在此列举两种：

克劳修斯表述和凯尔文-普朗克表述.

克劳修斯表述：

制造一台唯一功能是把热量从低温物体传给高温物体的循环设备是不可能的.以冰箱〔或热泵〕为例,不可能制造一台不用输入功就能把热量从低温物体传给高温物体的冰箱,如图1-3<

凯尔文-普朗克表述：

制造一台从单一热源吸热和做功的循环设备是不可能的.

换句话说,制造这样一台从某一热源吸热并对外做功,而没有与低温热源进行换热的热机是不可能的.因此,该表述说明了不存在工作效率为100%的热机,如图1-3<

卡诺循环

卡诺机是低温热源和高温热源间运行效率最高的热机.卡诺机是一个理想热机,利用多个可逆过程组成一循环过程,该循环称为卡诺循环.卡诺机非常有用,因为它的运行效率为任何实际热机最大可能的效率.因此,如果一台实际热机的效率要远低于同样条件下的卡诺机效率,则有可能对该热机进行一些改进以提高其效率.

理想的卡诺循环包括四个可逆过程,如图1-4所示：

1→2等温膨胀；

2→3绝热可逆膨胀；

3→4等温压缩；

4→1可逆绝热压缩.卡诺循环的效率为

η=1-TL

1-1>

注意,提高TH〔提高吸热温度〕或降低TL〔降低放热温度〕均可使循环效率提高.

朗肯循环

我们所关心的第一类动力循环为电力生产工业所采用的,也就是说,动力循环按这样的方式运行：

工质发生相变,由液态变为气态.最简单的蒸汽-动力循环是朗肯循环,如图1-5<

所示.朗肯循环的一个主要特征是泵耗费很少的功就能把高压水送入锅炉.其可能的缺点为工质在汽机内膨胀做功后,通常进入湿蒸汽区,形成可能损害汽轮机叶片的液滴.

朗肯循环是一个理想循环,其忽略了四个过程中的摩擦损失.这些损失通常很小,在初始分析时可完全忽略.朗肯循环由四个理想过程组成,其T-s图如图1-5<

所示：

1→2为泵内等熵压缩过程；

2→3为炉内定压吸热过程；

3→4为汽轮机内等熵膨胀做功过程；

4→1为凝汽器内定压放热过程.

泵用于提高饱和液体的压强.事实上,状态1和状态2几乎完全一样,因为由2点开始的较高压强下的吸热过程线非常接近饱和曲线,图中仅为了解释说明的需要分别标出.锅炉〔也称蒸汽发生器〕和凝汽器均为换热器,它们既不需要功也不产生功.

如果忽略动能和势能的变化,输出的净功等于T-s图曲线下面的面积,即图1-5<

中1-2-3-4-1所包围的面积,由用热力学第一定律可证明Wnet=Qnet.循环过程中工质的吸热量对应面积a-2-3-b-a.因此,朗肯循环的热效率可表示为

η=面积1-2-3-4-1

面积a-2-3-b-a

1-2>

即,热效率η等于输出能量除以输入能量〔所购能量〕.显然,通过增大分子或减小分母均可以提高热效率.这可以通过增大泵出口压强p2,提高锅炉出口温度T3,或降低汽机出口压强p4来实现.

再热循环

对于一个处于高锅炉压强和低凝汽器压强条件下的朗肯循环,显然,很难阻止液滴在汽轮机低压部分的形成.由于大多数金属不能承受600℃以上的高温,因此,通常采用再热循环来防止液滴的形成.再热过程如

下：

经过汽轮机的部分蒸汽在某中间压强下被再热,从而提高蒸汽温度,直至达到状态5,如图1-6所示.然后这部分蒸汽进入汽轮机低压缸,而后进入凝汽器〔状态6〕.再热循环方式可以控制或者完全消除汽轮机中的湿蒸汽问题,因此,通常汽轮机分成高压缸和低压缸两部分.虽然再热循环不会显著影响循环热效率,但带来了显著的额外的输出功,如图1-6中的面积4-5-6-4'

-4所示.当然,再热循环需要一笔可观的投资来购置额外的设备,这些设备的使用效果必须通过与多增加的输出功进行经济性分析来判定.如果不采用再热循环来避免液滴的形成,则凝汽器出口压强必须相当地高,因而导致循环热效率较低.在这种意义上,与无再热循环且高凝汽器出口压强的循环相比,再热可以显著提高循环效率.

1.2流体力学基础

流体运动表现出多种不同的运动形式.有些可以简单描述,而其它的则需要完全理解其内在的物理规律.在工程应用中,尽量简单地描述流体运动是非常重要的.简化程度通常取决于对精确度的要求,通常可以接受

10%左右的误差,而有些工程应用则要求较高的精度.描述运动的一般性方程通常很难求解,因此,工程师有责任了解可以进行哪些简化的假设.当然,这需要丰富的经验,更重要的是要深刻理解流动所涉与的物理内涵.

一些常见的用来简化流动状态的假设是与流体性质有关系的.例如,黏性在某些条件下对流体有显著的影响；

而在其它条件下,忽略黏性效应的影响可以大大地简化方程,但并不会显著改变计算结果.众所周知,气体速度很高时必须考虑其压缩性,但在预测风力对建筑物的影响程度,或者预测受风力直接影响的其它物理量时,可以不计空气的压缩性.学完流体运动学之后,可以更明显地看出采用了哪些恰当的假设.这里,将介绍一些重要的用来分析流体力学问题的一般性方法,并简要介绍不同类型的流动.

拉格朗日运动描述和欧拉运动描述描述流场时,将着眼点放在流体质点上是非常方便的.每个质点都包含了微小质量的流体,它由大量分

子组成.质点占据很小的体积,并随流体流动而移动.对不可压缩流体,其体积大小不变,但可能发生形变.对可压缩流体,不但体积发生形变,而且大小也将改变.在上述两种情况下,均将所有质点看作一个整体在流场中运动.

质点力学主要研究单个质点,质点运动是时间的函数.任一质点的位移、速度和加速度可表示为s<

x0,y0,z0,t>

其它相关参量也可计算.坐标<

x0,y0,z0>

表示质点的起始位置,也是每个质点的名字.这就是拉格朗日运动描述,以约瑟夫⋅Ｌ⋅拉格朗日的名字命名,该描述方法通常用于质点动力学分析.拉格朗日法跟踪多个质点的运动过程并考虑质点间的相互作用.然而,由于实际流体包含质点数目巨大,因而采

用拉格朗日法研究流体流动则非常困难.与分别跟踪每个流体质点不同的另一种方法是将着眼点放在空间点上,然后观察质点经过每个空间点时

的质点速度,由此可以得到质点流经各空间点时的速度变化率,即∂V/∂x,∂V/∂y,∂V/∂z；

还可以判断某一点上的速度是否随时间变化,即计算∂V/∂t.这种描述方法称为欧拉运动描述,以莱昂哈德⋅欧拉的名字命名.在欧拉法中,速度等流动参数是空间和时间的函数.在直角笛卡儿坐标系中,速度表示为V=V<

x,y,z,t>

.我们所研究的流动区域称为流场.

迹线和流线

可采用两种不同的流动线来帮助我们描述流场.迹线是某一给定质点在流场中运动时所经过的不同空间点形成的轨迹,它记录了质点的"

历史〞位置.一定曝光时间下可以拍得发亮粒子的运动迹线.

流线是流场中具有这样特性的线：

任一质点在流线上某点处的速度矢量与该流线相切,即V⨯dr=0.这是因为V和dr具有相同的方向,而具有相同方向的两个矢量的叉乘积等于零.同迹线相比,流线不能直接由相机拍摄获得.对于一般的非定常流动,根据大量质点的短迹线相片可以推断出流线的形状.

一维、二维和三维流动

一般来说,欧拉运动描述中的速度矢量取决于三个空间变量和时间变量,即V=V<

.这样的流动称为三维流动,因为速度矢量依赖于三个空间坐标.三维流动的求解非常困难,并且也超出了序言的X围.即使假设流动为定常的〔如,V=V<

x,y,z>

〕,该流动仍为三维流动.

三维流动常常可以近似成二维流动.例如,对于一个很宽的大坝,受坝两端条件的影响,水流经大坝时的流动为三维流动；

但远离坝端的中间部分的流动可看作是二维的.一般来说,二维流动是指其速度矢量只取决于两个空间坐标的流动.平面流动即是如此,速度矢量只依赖于x,y两个空间坐标,而与z坐标无关〔如,V=V<

x,y>

〕.

一维流动的速度矢量只依赖于一个空间坐标.这类流动常发生在长直管内和平行平板间.管内流动的速度只随到管轴的距离变化,即u=u<

.平行平板间的速度也只与y坐标有关,即u=u<

.即使流动为非定常流动,如启动时的情形,u=u<

y,t>

但该流动仍是一维的.

对于完全发展的流动,其速度轮廓线并不随流动方向上的空间坐标而改变.这要求研究区域要远离入口处或几何形状突然改变的区域.有许多流体力学方面的工程问题,其流场可以简化为均匀流动：

速度和其它流体特性参数在整个区域内均为常数.这种简化只对速度在整个区域内均保持不变时才成立,而且这种情况非常普遍.例如：

管内的高速流动和溪水的流动.平均速度可能从一个断面到另一个断面有所不同,而流动条件仅取决于流动方向上的空间变量.

牛顿流体和非牛顿流体牛顿流体是指应力与变形率关系曲线为过坐标圆点的直线的流体.直线的斜率称为黏度.用τ=μdu/dy这个

简单的关系式来描述牛顿流体的特性.τ为流体施加的切向应力,μ为流体的动力黏度,du/dy为垂直于切应力方向上的速度梯度.

如果流体不满足上述关系式,则被称为非牛顿流体,它包括以下几种类型：

聚合物溶液、聚合物熔体、固体悬浮物和高黏度流体.在非牛顿流体中,切向应力和变形率成非线性关系,甚至可能是非定常的,因此不能定义恒定的黏度系数.但可以定义切向应力和变形率的比值<

或随切向应力变化的黏度>

这个概念对不具有时间相关性行为的流体非常有用.

黏性和非黏性流动流体的流动可大致分为黏性流动和非黏性流动.非黏性流动是指黏性作用对流动的影响很小、可被忽略的

流动.而在黏性流动中,黏度的影响极为重要,不容忽视.

为了模拟分析非黏性流动,简单地让黏度为零即可,这显然忽略了一切黏性作用.在实验室中,制造非黏性流动则非常困难,因为所有的流体〔例如水和空气〕都有黏性.然后问题变为：

是否存在我们感兴趣的、且黏性影响微乎其微的流动？

答案是：

存在,只要流动中的切向应力很小,而且其作用X围小到不会显著影响流场就可以〞.当然,这种描述非常笼统,需要大量的分析以证明无黏性流动假设是正确的.

根据经验,发现可以用于模拟非黏性流动的基本流动为外部流动,即存在于物体外部的流动.非黏性流动对于绕流线型物体的研究非常重要,如绕流机翼或水翼.任何可能存在的黏性影响只限于薄薄的一层之内,称之为边界层,它紧贴物体的表面,如图1-7所示.受黏性的影响,边界层内固定壁面处的速度始终为零.对于许多流动情形,边界层非常薄,当研究绕流线型流动的总体特征时,可以忽略边界层的影响.例如,对绕翼型的流动,除了边界层内和可能接近尾缘的区域之外,非黏性流动解与实际情况非常吻合.管道系统中收缩段的流动,以与内部流动中黏性影响均可忽略不计的小段区域都可简化成非黏性流动.

内流中的很大一部分情形都属于黏性流动,如管道流、暗渠流以与明渠流.在这些流动中,黏性作用造成相当大的"

损失〞,以此解释了管道输运石油和天然气必定耗费大量的能源.无滑移条件使得壁面处的速度为零,由此产生的切应力,直接导致这些损失的产生.

层流和紊流黏性流动可分为层流和紊流.在层流中,流体与周围流体质点无明显的混合.如果在流动中注入染料,除

了分子运动的影响外,流体质点不与周围流体混合,并将在相当长的一段时间内保持其状态.黏性切应力始终影响层流流动.层流可以是高度非定常的,也可以是定常的.

在紊流中,流体运动作不规则地变化,速度和压强等参数的大小在时间和空间坐标上呈现随机变化,这些物理量往往通过统计平均值来描述.在这个意义上,可定义"

定常〞紊流：

即时均值不随时间变化的紊流.注入紊流中的染料在流体质点随机运动的作用下,迅速与周围流体进行掺混,染料在此扩散过程中很快就会消散而变得无法识别.层流和紊流可用一个水龙头进行简单实验来观察其流动状态.打开水龙头,这时的水流正如静静的小溪一样,流动得非常缓慢,此时的流动状态就是层流；

慢慢开大水龙头,观察到流动逐渐变得紊乱.注意,紊流从相对较小的流量下开始发展而成.

流动状态依赖于三个描述流动条件的物理参数.第一个参数是流场的特征长度,如边界层厚度或管道直径.如果这个特征长度尺度足够大,流动中的扰动可能会逐渐增大,从而使得流动转变为紊流.第二个参数是特征速度,如空间平均流速,足够大的流速将导致紊流的产生.第三个参数是运动黏度,流体的黏性越小,紊流的可能性越大.

上述三个参数可以整理成一个参数,用于预测流动状态.这个参数就是雷诺数,以奥斯本⋅雷诺的名字命名,该参数为无量纲参数,定义为Re=VL/ν,式中,L和V分别为特征长度和特征速度,ν为运动黏度.例如,在管道流中,L为管径,V为平均速度.如果雷诺数相对较小,流动为层流；

如果雷诺数较大,则为紊流.通过定义临界雷诺数Recrit,可更加精确地进行表述,当Re<

Recrit,流动为层流.例如,粗糙管内的流动,其Recrit≈2000,这也是最低的临界雷诺数,并适用于大多数工程应用.如果管壁极为光滑且无振动,由于流动中脉动水平的减

弱而使临界雷诺数可能增大,曾经实测到40000以上的临界值.采用不同的特征尺寸计算所得临界雷诺数将有所不同,例如,用平均速度和平板之间的距离计算得到的平行板间流动的临界雷诺数为1500.

对于平板上的边界层,由于来流为均匀来流,其特征长度随到前缘点的距离x而变化.计算雷诺数时采用长度x作为特征长度.在某一特定的xT下,Re变为Recrit,流动从层流过渡到紊流.处于均匀流中的光滑刚性平板,且自由来流的脉动水平较低时,已观测到的临界雷诺数高达106.在大多数工程应用中,通常假设壁面为粗糙壁面,或者自由来流的脉动水平较高时,相应的临界雷诺数约为3×

105.

不可压缩和可压缩流动

如果任一流体质点在通过流场时密度保持相对恒定,即Dρ/Dt=0,则该流动为不可压缩流动.这并不要求各处的密度值均相等.如果流场中各处的密度值均相等,则很明显,流动是不可压缩的,但那是一种更加严格的情况.密度发生变化的不可压缩流动的例子有大气流动,ρ=ρ<

z为垂直方向的坐标,以与江河流入海洋时淡水与盐水相邻的分层流动.

除液体流动之外,低速气体流动也被视为不可压缩流动,例如上文提到的大气流动.马赫数,以厄恩斯特⋅马赫的名字命名,定义为M=V/c,V是气体流速,波的传播速度为c=.如果M＜0.3,密度的最大变化为3%,此时流动可认为不可压缩的；

对于标准状态下的大气,这种情况对应的气体流速低于100m/s.如果M

＞0.3,密度的变化将影响流动,则必须考虑流体压缩性带来的影响,这样的流动就是可压缩流动.不可压缩的气体流动包括大气流动、商用飞机着陆和起飞时的气体流动、供暖和空调系统中的气流、绕流

汽车周围的流动、通过散热器的气流以与绕流建筑物的气体流动等等,不胜枚举.可压缩流动包括高速飞行器周围的气体流动,通过喷气式发动机的气体流动,电站中通过汽轮机的蒸汽流动,压缩机中的气体流动以与内燃机中空气和燃气混合物的流动.

1.3传热学基础传热学是一门研究在存在温差的物体间发生能量传递的科学.热力学中将这种方式传递的能量定义为热量.

传热学不仅可以解释热量传递是如何传递的,而且可以计算在特定条件下的传热速率.事实上,传热速率正是一个分析所期望的目标,它指明了传热学和热力学间的差别.热力学处理的是平衡状态下的系统,它可计算当系统从一个平衡状态过渡到另一个平衡状态时所需要的能量,但不能解决系统处于过渡过程的非平衡状态时能量变化的快慢程度.传热学提供了可用于计算传热速率的实验关联式,从而对热力学第一定律和第二定律进行补充.这里,我们介绍热量传递的三种方式和不同型式的换热器.

热传导

当物体内部存在温度梯度时,经验表明,就有能量从高温区向低温区传递.我们说,此时的能量通过传导

进行传递,单位面积上的传热速率与法向温度梯度成正比,即q/A~∂T/∂x.引入比例系数,则有

q=-λA∂T

∂x

1-3>

其中q是热流量,∂T/∂x是热流方向上的温度梯度,正常数λ称为材料的导热系数.方程中插入的负号表示热传

导过程应满足热力学第二定律,即热量必须沿温度降低的方向传递.式<

称为傅立叶导热定律,以法国数理学家约瑟夫⋅傅立叶的名字命名,傅立叶在导热的分析处理方面做出了极其重大的贡献.值得注意的是,式<

也是导热系数的定义式,在典型的单位体系中,当热流量q的单位为W时,λ的单位为W/<

m⋅℃>

对流换热

众所周知,与热金属板放置在静止的空气中相比,放置在转动的风扇前的热金属板会更快地冷却.我们说热量通过对流进行传递,称此类换热过程为对流换热.对流这个术语给读者提供了有关传热过程的直观概念,然而,必须扩展这种直观概念,使我们可以达到对某一问题进行充分的分析和处理.例如,我们知道流过热平板的空气速度会明显影响其传热量,但它是以线性方式影响冷却的吗？

即如果速度增加一倍,传热量也会增加一倍吗？

我们猜想,如果用水代替空气冷却热平板,传热量可能有所不同,但是,二者的差异会有多少呢？

这些问题在了解一些非常基本的分析后,可得以回答.现在,我们来简要描述对流换热的物理机理,并且说明它和传导过程的联系.

被加热的平板如图1-8所示,平板的温度为Tw,流体的温度为T∞.速度分布如图所示,受黏性作用,平板上的速度减小为零.因为壁面处流动薄层的速度为零,因此,在该点上热量只能以导热方式传递.因此,可以利用式<

以与壁面上的流体导热系数和温度梯度来计算传热量.如果热量在该层经导热传递,那么,为什么我们要谈与对流换热以与需要考虑流体速度的影响呢？

答案是,温度梯度依赖于流体带走热量的速度,较高

的流速将产生较大的温度梯度.因此,壁面上的温度梯度依赖于流场的变化,在以后的分析中,我们将建立这二者间的关系.然而,必须记住,壁面上传热的物理机理是一导热过程.

为描述对流换热的整体效应,应用牛顿冷却定律

q=hA<

Tw-T∞>

1-4>

这里,热流量与壁面和流体间的整体温度差以与表面积A有关.参数h称为对流换热系数,式<

是其定义式.对某些传热过程,可获得h的分析表达式,而复杂情形下的传热系数必须通过实验研究来确定.式<

表明,当热流量的单位为W时,h的单位为W/<

m2⋅℃>

如果将热平板置于没有外部风源的房间空气中,平板附近的密度梯度将造成空气运动.我们称此换热过程为自然对流,以区别于风扇吹扫平板表面时形成的强制对流.沸腾和凝结现象也属于对流换热的X畴.

辐射换热

对于

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