传递过程原理--课后习题解答

【1－1】试说明传递现象所遵循的基本原理和基本研究方法。

答：传递现象所遵循的基本原理为一个过程传递的通量与描述该过程的强度性质物理量的梯度成正比，

传递的方向为该物理量下降的方向。

传递现象的基本研究方法主要有三种，即理论分析方法、实验研究方法和数值计算方法。 【1－2】列表说明分子传递现象的数学模型及其通量表达式。

分子传递现象类型 分子动量传递 分子热量传递 分子质量传递 数学模型 牛顿粘性定律 傅立叶导热定律 菲克扩散定律 通量表达式 dux dyqdT dydA dyjADAB【1－3】阐述普朗特准数、施米特准数和刘易斯准数的物理意义。

答：普朗特准数的物理意义为动量传递的难易程度与热量传递的难易程度之比；

施米特准数的物理意义为动量传递的难易程度与质量传递的难易程度之比； 刘易斯准数的物理意义为热量传递的难易程度与质量传递的难易程度之比。

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【2－1】试写出质量浓度对时间的全导数和随体导数，并由此说明全导数和随体导数的物理意义。 解：质量浓度的全导数的表达式为：

质量浓度的随体导数的表达式为

ddxdydz，式中t表示时间 dttxdtydtzdtDuxuyuz Dttxyz全导数的物理意义为，当时间和空间位置都发生变化时，某个物理量的变化速率。

随体导数的物理意义为，当观测点随着流体一起运动时，某个物理量随时间和观测点位置变化而改变的速率。

【2－2】对于下述各种运动情况，试采用适当坐标系的一般化连续性方程描述，并结合下述具体条件将一般化连续性方程加以简化，指出简化过程的依据。

⑴ 在矩形截面管道内，可压缩流体作稳态一维流动； ⑵ 在平板壁面上不可压缩流体作稳态二维流动； ⑶ 在平板壁面上可压缩流体作稳态二维流动；

⑷ 不可压缩流体在圆管中作轴对称的轴向稳态流动； ⑸ 不可压缩流体作球心对称的径向稳态流动。

解：⑴ 对于矩形管道，选用直角坐标系比较方便，直角坐标系下连续性方程的一般形式为

(ux)(uy)(uz) txyz 由于流动是稳态的，所以 于是，上述方程可简化为

0，对于一维流动，假设只沿x方向进行，则uyuz0 t(ux)0 x ⑵ 对于平板壁面，选用直角坐标系比较方便，直角坐标系下连续性方程的一般形式为

(ux)(uy)(uz) txyz由于流动是稳态的，所以

0，对于不可压缩流体常数，所以上式可简化为 tuxuyuz＝0 xyz由于平板壁面上的流动为二维流动，假设流动在xoy面上进行，即uz0，上式还可以进一步简化为

uxuy＝0 xy⑶ 对于平板壁面，选用直角坐标系比较方便，直角坐标系下连续性方程的一般形式为

(ux)(uy)(uz) tyzx由于流动是稳态的，所以

0，由于平板壁面上的流动为二维流动，假设流动在xoy面上进行，t即uz0，则上式可以简化为

(ux)(uy)＝0 xy⑷ 由于流动是在圆管中进行的，故选用柱坐标系比较方便，柱标系下连续性方程的一般形式为

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1(rur)1uuz0 trrrz由于流动是稳态的，所以

0，对于不可压缩流体t常数，所以上式可简化为

1(rur)1(u)(uz)0

rrrz由于仅有轴向流动，所以uru0, uz0，上式可简化为

uz0 z⑸ 由于流体是做球心对称的流动，故选用球坐标系比较方便，柱球系下连续性方程的一般形式为

1112(r2ur)(usin)(u)0 trrrsinrsin由于流动是稳态的，所以

0，对于不可压缩流体t常数，所以上式可简化为

1211(rur)(usin)(u)0 2rsinrsinrr由于流动是球心对称的，所以uu0, ur0，上式可简化为

12(rur)0 2rr整理得：

ur2ur0 rrDu，试写出直角坐标系中加速度分量的表达式，并指出何者为局部加速D【2－3】加速度向量可表示为

度的项，何者为对流加速度的项。

解：直角坐标系下，速度u有三个分量，ux,uy,uz，因此加速度也有三个分量，其表达式分别为

Duxuxuuuuxxuyxuzx Dttxyz

DuyDtuytuxuyxuyuyyuzuyz

Duzuzuuuuxzuyzuzz Dttxyz 表达式中对时间的偏导数为局部加速度项，即分别为

uxuyuz、和；对流加速度项为后面的含ttt速度分量的三项之和，即分别为uxuyuuuxuuuyyuzy和uyxuzx、uxxyzxyzuxuzuuuyzuzz。 xyz【2－4】某一流场的速度向量可以下式表述

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u(x,y)5xi4yj

试写出该流场随体加速度向量

Du的表达式。 D解：由速度向量的表达式得：ux5x, uy4y, uz0

uxuu5, x0, x0 xyzuyx0, uyy4, uyz0

uzuu0, z0, z0 xyz所以

Duxuxuuuuuxxuyxuzxx25x DttxyztDuyDtuytuxuyxuyuyyuzuyzuyt16y

Duzuzuuuuxzuyzuzz0 Dttxyz【2－5】试参照以应力分量形式表示的x方向的运动方程(2-55a)

DuxXxxyxzx

Dtxyz的推导过程，导出y方向和z方向的运动方程(2-55b)和(2-55c)，即

DuyxyyyzyY

DtxyzyzzzDuzZxz Dtxyz解：以y方向上的运动方程为例进行推导，推导过程中采用拉各朗日观点，在流场中选取一长、宽、高

分别为dx，dy，dz的流体微元，固定该流体微元的质量，让此流体微元作随波逐流的运动，该流

体微元的体积和位置随时间而变，若该流体微元的密度为ρ，则其质量为dmdxdydz，根据牛顿第二定律，该流体微元所受的合外力等于流体微元的质量与运动加速度之积，即

dFdmadxdydz 在y方向上流体微元所收到的合外力为

Du DtDuyDtdFydmadxdydz

接下来分析一下y方向上微元体的受力情况，微元体上受到的力有体积力和表面力两种，分别用Fb

和Fs来表示。体积力又称质量力，它是在物体内部任意一点都起作用的力，如重力、静电力、电磁力等，其在本质上是一种非接触力。这里用Y来表示单位质量的流体在y方向上受到的质量力。因此，流体微元受到的y方向上的质量力为

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dFb,yYdxdydz

下面再来看一下微元体受到的表面力。表面力是流体微元与周围流体或壁面之间产生的相互作

用力，本质上是一种接触力。单位面积上受到的表面力称为表面应力，在y方向上流体微元受到的

的表面应力有三个，它们分别为，和z,y，其中第一个下标表示与应力作直的坐标轴，第二个下标为应力的作用个下标相同时表面应力为压应力，当两同时表面应力为剪应力。下面分别对微面上受到的y方向上的表面力进行分 如右图所示，在下表面上微元体受

应力为剪应力x,y，力的作用面积为为y轴的负方向。因此在下表面上微元方向上的表面力为：x,ydydz；在上

（上）xy(xy/x)dxxx,y, y,y用面相垂方向。当两个下标不元体六个析。

到的表面dydz，方向体受到的y

zy（后）yy（右）yy(yy/y)dy（左）dyxy（下）dzdx（前）zy(zy/z)dzyz表面上微

元体受到的表面应力为xdx,y，其大小与x,y有关，可由x,y在x＋dx处对x一阶泰勒展开得到，即xdx,yx,yx,yxdx，力的作用面积仍为dydz，方向为y轴的正方向，因此在上表面上微元

x,y体受到的y方向上的表面力为：x,ydxdydz。于是，这两个面上的力使微元体受到的合

x外力为

x,yxdxdydz。

再来看左右两个表面上流体微元的受力状况。在左侧表面上流体微元受到的压应力y,y，力的

作用面积为dxdz，方向为y轴的负方向。因此在左侧表面上微元体受到的y方向上的表面力为：

y,ydxdz；在右侧表面上微元体受到的表面应力为ydy,y，其大小与y,y有关，可由y,y在y＋dy

处对y一阶泰勒展开得到，即ydy,yy,yy,yydy，力的作用面积仍为dxdz，方向为y轴的正

y,ydydxdz。于是，这两方向，因此在右侧表面上微元体受到的y方向上的表面力为：y,yy个面上的力使微元体受到的合外力为

y,yydxdydz。

最后再来看一下前后两个表面上流体微元的受力状况。在后表面上流体微元受到的应力z,y，

力的作用面积为dxdy，方向为y轴的负方向。因此在后表面上微元体受到的y方向上的表面力为：

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z,ydxdy；在前表面上微元体受到的表面应力为zdz,y，其大小与z,y有关，可由z,y在z＋dz处

对z一阶泰勒展开得到，即zdz,yz,yz,yzdz，力的作用面积仍为dxdy，方向为y轴的正方向，

z,y因此在右侧表面上微元体受到的y方向上的表面力为：z,ydzdxdy。于是，这两个面上

z的力使微元体受到的合外力为

z,yzdxdydz。

因此，微元体六个面上的表面力对微元体产生的合外力为

dFs,yx,yy,yz,ydxdydz

yzx 因此流体微元在y方向上受到的合外力为

Duyx,yy,yz,y dFyYdxdydzdxdydzdxdydzxyzDt 将牛顿第二定律的表达式代入，并整理得

DuyDtYxyxyyyzyz

上式即为所求证的y方向上的运动方程。z方向上的运动方程同学们可以参照上面的过程自行证之。

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【3－1】温度为20℃的甘油以10kg/s的质量流率流过宽度为1m、高度为0.1m的矩形截面管道，流动已充分发展，试求

⑴甘油在流道中心处的流速与离中心25mm处的流速； ⑵通过单位管长的压降； ⑶管壁面处的剪应力。 解：已知质量流率w = 10kg/s；查表得甘油密度ρ＝1261kg/m3；甘油粘度μ＝1.5Pa·s；流道宽度B = 1m；流道高度h = 0.1m；

所以，b = h/2 = 0.05m；y =0.025 m；

10 umw0.0793m/s

A126110.1首先判断一下流动类型

当量直径de4(10.1)0.182m

2(10.1) Redeum0.1820.0793126112.132000 所以流动为层流

1.5在流道中心出的流速：

33uumaxum0.07930.119m/s

22在离流道中心25mm处的流速：

y20.0252 uxumax10.11910.02m/s

b0.05单位管长的压降： p3um31.50.07932142.7Pa/m Lb0.052管壁面处的剪应力： wp142.7de0.1826.493Pa 4L4【3－2】流体在两块无限大平板间作一维稳态层流。试求截面上等于主体速度u0的点距壁面的距离。又如流体在圆管内作一维稳态层流时，该点与壁面的距离为若干？

解：当流体在平板壁面间流动时，速度分布方程为

uxumaxy23y21u01 b2b 当截面某处的流速等于主体流速时，有

23yuxu0u01

2b 由此解得：y0.577b，此处距壁面的距离为(10.577)b0.423b0.211B（B为流道宽度） 当流体在圆管中流动时，速度分布方程为

uxumaxri2ri212u01 rr 当截面某处的流速等于主体流速时，有

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ri2uxu02u01

r 由此解得：r0.707ri，此处距壁面的距离为(10.707)ri0.293ri0.146D（D为管径） 【3－3】某流体以0.15kg/s的质量流率沿宽为1m的垂直平壁呈膜状下降，已知流体的运动粘度为

1×10-4m2/s，密度为1000kg/m3。试求流动稳定后形成的液膜厚度。 解：已知质量流率w = 0.15kg/s；密度ρ＝1000kg/m3；运动粘度ν＝1×10-4m2/s；板宽B = 1m；倾角β = 90° 先假设该降膜流动为层流，设液膜的厚度为δ，则

umw(1)0.151.5104/

10001/23um又因为，gsin311041.5104/ 09.81sin901/2从而解得1.6610m

3um1.5104/1.661030.0903m/s

然后验算一下雷诺数：

Re4um630，所以流动为层流，假设正确。

【3－4】试推导不可压缩流体在圆管中作一维稳态层流时，管壁面剪应力w与主体速度u0的关系。 解：因为，wdudr

rri而流体在圆管中流动时，速度分布方程为

uxumaxri2ri212u01 rr将其代入上式得：w4u0 ri【3－5】已知某不可压缩流体作平面流动时的速度分量ux3x，uy3y，试求出此情况下的流函数。 解：首先判断一下该速度分布是否满足连续性方程，以证明流函数的存在性。 由于

uxuy330，所以满足连续性方程，即流函数是存在的。 xy(x,y)(x,y)ux，uy，结合题目给定的已知条件ux3x，uy3y可得： yx根据流函数的定义

(x,y)(x,y)3x，3y yx 将上两式分别积分得

(x,y)3xyf(x)，(x,y)3xyf(y)

由于f(x)是一个关于x的函数或常数C，而f(y)是一个关于y的函数或常数C，若上两式相等，只

能是f(x)f(y)C，所以此情况下流函数的表达式为

(x,y)3xyC

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【4－1】常压下温度为20℃的水，以5m/s的均匀流速流过一光滑平面表面，试求出由层流边界层转变为湍流边界层区域的临界距离xc值的范围。

解：已知流速u＝5m/s；查表得20℃水的运动粘度ν＝0.100610m/s

由于Rexc52xcu，所以xcRexcu，而临界雷诺数的范围为2105Rexc3106，由此可求得

0.04mxc0.604m

【4－2】流体在圆管中流动时，“流动已经充分发展”的含义是什么？在什么条件下会发生充分发展的层流，又在什么条件下会发生充分发展的湍流？

答：流体在圆管中流动时，“流动已经充分发展”的含义是指边界层已经在管中心处汇合，此后管截面上

的速度分布不再发生变化。若在边界层汇合之前，边界层中的流动为层流，则边界层汇合以后的流动就是充分发展的层流；若在边界层汇合之前，边界层中的流动已经发展为湍流，则边界层汇合以后的流动就是充分发展的湍流。 【4－3】常压下，温度为30℃的空气以10m/s的流速流过一光滑平面表面，设临界雷诺数Rexc3.2105，试判断距离平板前缘0.4m及0.8m两处的边界层是层流边界层还是湍流边界层？求出层流边界层相应点处的边界层厚度。

解：已知流速u＝10 m/s；查表得30℃空气的密度ρ＝1.165kg/m3；20℃空气的粘度μ＝1.86×10-5 Pa·s； 在x10.4m处，Rex1x1u2.51053.2105，所以边界层为层流边界层；

5.0xRex1/24103m4mm

在x10.8m处，Rex2x2u5.01053.2105，所以边界层为湍流边界层。

【4－4】常压下，温度为20℃的空气以6m/s的流速流过平面表面，试计算临界点处的边界层厚度、局部阻力系数以及在该点处通过边界层截面的质量流率。设Rexc5105。

解：已知流速u＝6m/s；查表得20℃空气的密度ρ＝1.205kg/m3；20℃空气的粘度μ＝1.81×10-5Pa·s 因为Rexcxcuxc61.2055510，从中解得xc1.25m

1.81105临界点处的边界层厚度：

1/28.8103m8.8mm 精确解：5.0xRex1/28.2103m8.2mm 近似解：4.xRex局部阻力系数：

1/29.39104 精确解：CDx0.6Rex1/29.13104 近似解：CDx0.6Rexword格式-可编辑-感谢下载支持

质量流率：wb0uxdyub0.037b kg/s

58【4－5】常压下，温度为40℃的空气以12m/s的均匀流速流过长度为0.15m、宽度为1m的光滑平面，试求平板上、下两面总共承受的曳力。

解：已知流速u＝12m/s；查表得40℃空气的密度ρ＝1.128kg/m3；40℃空气的粘度μ＝1.91×10-5Pa·s；

L＝0.15m；b＝1m

因为ReLLu0.15121.12855，所以流动为层流 1.06102101.91105平板上、下两面总共承受的曳力：

2Fd20.6bLu320.611.911051.1280.151230.0963N

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【5－1】湍流与层流有何不同？湍流的主要特点是什么？试讨论由层流转变为湍流的过程。 答：（1）层流与湍流的最大区别在于流动状态不同，流体作层流流动时，流体中的各个质点都只是在主

体流动方向上有运动，在其它方向上没有运动，流动是平稳的，流体内部没有漩涡；流体作湍流流动时，流体质点除了在沿主体流动方向上有运动以外，在其它方向上还存在着复杂的高频脉动，脉动速度的大小和方向都是无规律的，因而流动是紊乱的，同时湍流流动的流体内部存在着大量的漩涡。

（2）与层流相比，湍流具有下面的三个特点：

①流体质点在流场的任意空间位置上，流体的流速与压力等物理量均随时间呈高频随机脉动，质点

的脉动是湍流最基本的特点；

②由于湍流流体质点之间的相互碰撞，使得湍流的流动阻力要远远大于层流；

③由于质点的高频脉动与混合，使得在与流动垂直的方向上，流体的速度分布较层流均匀。 、u【5－2】试证明湍流运动中，脉动量uxy、uz和p的时均量均为零。 uxux 证：根据脉动速度的定义 ux所以脉动速度的时均值 ux1t1t1t1tudt(uu)dtudtuxdtuxux0 xxxxt0t0t0t01t1t1t1tudt(uu)dtudtuydtuyuy0 yyyyt0t0t0t0同理 uyuz1t1t1t1tudt(uu)dtudtuzdtuzuz0 zzzzt0t0t0t0 根据脉动压力的定义 ppp

所以脉动压力的时均值 p1t1t1t1tpdt(pp)dtpdtpdtpp0 t0t0t0t0【5－3】流体在圆管中作湍流流动时，在一定Re范围内，速度分布可用布拉修斯1/7次方定律表示，即

u/umax(y/ri)1/7

试证明截面上主体平均流速u0与管中心流速umax的关系为u00.817umax。 证：根据平均流速的定义u01udA AA11udAAri2A 对于流体在圆管中的流动u0ri0u2rdr

r1ri1/7 流体在圆管中作湍流流动时，速度分布方程为u/umax(y/ri)1/71/71/7将其代入上式得：

1u02riri0r1riumax2rdr2umaxri0r1rirrirdri r 令x1ri01/7，则上面的积分式可变形为

1u02umaxx(1x7)(7x6)dx14umax(x7x14)dx0.817umax，由此体平均流速u0与管中心流速umax10的关系得证。

【5－4】在平板壁面上的湍流边界层中，流体的速度分布方程可用布拉修斯1/7次方定律表示

ux/u0(y/)1/7

试证明该式在壁面附近（即y0处）不能成立。

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证：由于该公式中的 为湍流边界层的厚度，而在壁面附近（即y0处）边界层的流动为层流，此时已不再适用，因此该公式在壁面附近（即y0处）不能成立。

【5－5】温度为20℃的水，以5m/s的流速流过宽度为1m的平板壁面，试求距平板前缘2m处的边界层厚度及水流过2m距离对平板所施加的总曳力。 解：已知流速u＝5m/s；查表得20℃水的密度ρ＝998.2kg/m3；20℃水的粘度μ＝1.005×10-3Pa·s；b＝1m；

L＝2m；

首先判断一下流型：

ReLLu25998.29.931063106，所以流动为湍流 31.005100.376xRex1/50.03m CD0.072Rex1/50.00287

998.252FdCdbL0.002871271.62N

22【5－6】不可压缩流体沿平板壁面作稳态流动，并在平板壁面上形成湍流边界层，边界层内为二维流动。若x方向上的速度分布满足1/7次方定律，试利用连续性方程导出y方向上的速度分量表达式。

u2uyuuxuyx （1） 0可知解：由连续性方程

yxxy平板壁面上的湍流边界层中流体的速度分布的1/7次方定律为

ux/u0(y/)1/7

11d （2） 于是， uxu0y1/78/7xdx7 将式（2）代入式（1）得

uy11du0y1/78/7 （3） y7dx 上式对y积分可得uyu0d8/7y （4） 8/78dx1/5平板壁面上的湍流边界层厚度的表达式为0.376x(Rex)0.376x4/5u01/5

du所以0.3760dx1/541/5ux0.300805x1/51/5 （5）

将（5）代入（4）中可得

uyu088/7y8/7u(0.3008)0x0.0376u04/5y7/8x1/5

【5－7】20℃的水流过内径为0.06m的水平光滑圆管，已知水的主体流速为20m/s，试求距离管壁0.02m处的速度、剪应力及混合长。

解：已知20℃下水的物性值如下：

1103Ns/m2,998kg/m3

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（1）流动的雷诺数为：Redum0.062099861.198104000，所以为湍流 31100.1250.0028 0.32Re流动的阻力系数为：f0.00140于是，摩擦速度 u*uf/2200.0028/20.748m/s yu*0.020.7481.49310430，而无因次壁面距离 y所以距离管壁0.02m处为湍流核6v1.00210心区。

无因次速度 u2.5lny5.52.5ln(1.49310)5.529.52 由因为u4u，所以距管壁0.02 m处的速度u为 u*uuu*29.520.74822.08m/s

（2）由u*w/得：距离管壁0.02m处的剪应力为

w(u*)2(0.748)2(998)558.38N/m2

当流体在圆管内作稳态流动时，流体内部任意一质点受力平衡，因此单位体积的流体受到的流动阻力相等，而流动阻力来自于剪应力，因此有

AV常数，考虑到壁面附近流体所受的剪应力有

2rLw2riL 22rLriL由此可得wryw1 riri故距管壁0.02 m处的剪应力为

w1558.381yri0.022186.13N/m 0.06/2**（3）将式(5－43)两侧同乘以u*可得 u2.5ulny5.5u

du2.5u*两边对y +求导数得： dyyu*yv由于yy，所以y

vududuu*duu2.5u*故 vdyd(y)vdyyu*word格式-可编辑-感谢下载支持

根据普兰德混合长理论：l(所以普兰德混合长 l 为

2du2) dydu12.5u*1186.132.50.748l()()0.00462m dyy9980.02【5－8】标准大气压下，20℃的空气以15m/s的流速流经直径为0.0508m的光滑管，空气的密度为1.205kg/m3，运动粘度为1.506105m2/s，范宁摩擦系数可按f0.046Re0.2计算。对于充分发展了的流动，试估算层流内层、过渡层及湍流中心的厚度各位若干？

解：已知u＝15m/s；空气的密度ρ＝1.205kg/m3；空气的运动粘度ν＝1.50610m/s；d＝0.0508m； 首先计算一下雷诺数，以判断流型

521Redu0.05081545.06104000 所以流动为湍流 51.50610f0.046Re0.25.27103

u*umf0.77m/s 2*b5u9.78105m0.0978mmb4.104m0.4mm

m30u*ed/2bm0.0248m

【5－9】在上题情况下，试求壁面、层流内层外缘、过渡层外缘以及管中心处的流速和剪应力。 解：（1）在壁面处流速为0，剪应力满足下面的关系式

f5.2710321.2051520.714Pa wum22 （2）在层流内层外缘处，y5，而此时 uyu *u* 所以此处流速为uuyw0.714y53.85m/s 1.205y0.0978103 此处的剪应力为w10.71410.711Pa

0.0508/2ri （3）在过渡层外缘处，y30，而此时

u5.0lny3.05u u*word格式-可编辑-感谢下载支持

所以uu*u此处的剪应力为

w0.714(5.0lny3.05)(5ln303.05)10.74m/s 1.205y(0.09780.4)103w10.71410.698Pa

r0.0508/2i （4）在管中心处yyu*yw0.0508/20.7141300而此时 51.506101.205u *uu2.5lny5.5所以

uu*u或

w0.714(2.5lny5.5)(2.5ln13005.5)18.03m/s 1.205由布拉修斯公式得管中心处最大速度

umaxum1518.36m/s 0.8170.817 此处的剪应力为w1riyw10 riri

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【6－1】试由傅立叶定律出发，导出单层筒壁中沿r方向进行一维稳态导热时的温度分布方程。已知圆筒长度为L；边界条件为：rr1，TT1；rr2，TT2。

解：由于单层圆筒壁导热为轴对称热传递，因此应该选用柱坐标下的热传导方程：

1Tq1T12T2T ratrrrr22z2 当无内热源时，热传导方程可简化为

1T1T12T2T ratrrrr22z2 由于导热为轴对称，所以

TTT0；导热为稳态，所以0，当圆筒长度可视为无限长时0 zTTT，由于，r000，故温度T仅仅是r的函数，rr 这样，热传导方程可进一步简化为

于是T对r的偏导数就可以写成全导数的形式，即热传导方程可以简化为

ddTr0 drdr 对上式积分得：Tc1lnrc2

将边界条件rr1，TT1；rr2，TT2代入得 c1T2T1T2T1lnr1 ，c2T1lnr2lnr1lnr2lnr1 所以，单层筒壁的温度分布方程为

TTr TT121ln

lnr2lnr1r1【6－2】有一具有均匀发热速率q的球形固体，其半径为R。球体沿径向向外对称导热。球表面的散热速率等于球内部的发热速率，球表面上维持恒定温度Tw不变。试推导球心处的温度表达式。 解：由于是球体导热，因此应该选用球坐标下的热传导方程

1Tq12T1T12T rsinatr2rrr2sinr2sin22由于球表面的散热速率等于球内部的发热速率，所以为稳态导热，因此导热，即

TT0，于是热传导方程可简化为 0，T0；又因为是球形对称t

由题意可得该方程的边界条件为

q1d2dTr0 （1） r2drdr ①rR, TTw（球表面上维持恒定温度Tw不变） ②r0,dT0（温度分布是球形对称的） drq2dT 对（1）式分离变量得dr2rdr drdTqr3 对上式积分得：rC1

dr32 将边界条件②带入得：C10

于是：

dTqr （2） dr3word格式-可编辑-感谢下载支持

qr2 对上式再次积分得：TC2 （3）

6qR2 将边界条件①带入得：C2Tw

6qr2qR2 于是：T Tw66 整理得有内热源的球对称导热温度分布方程为

TTwq(R2r2) 6q2R 6 在球心处，r = 0，所以球心处的温度表达式为

T0Tw【6－3】有一厚度为0.45m的铝板，其初始温度均匀，为500K。突然该铝板暴露在340K的介质中进行冷却。铝板表面与周围环境间的对流传热系数为455W/(m2K)，试计算铝板中心面温度降至470K时所需的时间。已知铝板的平均导温系数a=0.34m2/s，导热系数=208 W/(mK)。

解：这是一道无限大的平板非稳态导热类型的问题，首先通过Bi的大小判断内部热阻或外部热阻是否可以忽略。

= 455mW/(m2K)；a=0.34m2/s；已知b＝0.45m；T0＝500K；Tb＝340K；T＝470K；=208 W/(mK)

因为Bi(V/A)(b/2)4550.45/20.492 208由于0.1式来求，

2TTb2sin(il)cos(ix)T*eia T0Tbi1ilsin(il)cos(il)这里x=0（板中心处）。 令µi=λil，上式可变形为：

TTbi2Fo2sinicos(ix/l)T*e T0Tbi1isinicosi式中Foa l2由于上式为一个无穷级数，为了简化计算，先仅取级数的第一项。于是有：

T*2TTb2sin1cos(1x/l)e1Fo T0Tb1sin1cos1将x=0代入得：

T*2TTb2sin1e1Fo T0Tb1sin1cos1µ1为超越方程ctgiiBi的第一个根，其取值可以通过试差法来求解 1 µ1 ctgµ1 0.2 µ1/Bi 2.033 word格式-可编辑-感谢下载支持 0.7 0.6 0.65 所以，可取µi =0.65，将其代入上式得

1.187 1.462 1.315 1.423 1.219 1.321 T*2TTb4703402sin0.650.8125e0.65Fo T0Tb5003400.65sin0.65cos0.65解得Fo0.65>0.2，因此属于正规状况，所以可以仅取级数的第一项。

Fol20.65(0.45/2)2a0.097s0.1s 由于Fo2，所以a0.34l【6－4】有一厚度为300mm的砖墙，其初始温度均匀为293K。由于环境温度的变化，使得砖墙两侧表

面的温度每隔2500s上升10K，试计算1×104s后砖墙内各处温度的变化值。 已知砖的平均导温系数a5.0107m2/s。

解：取时间间隔t2500s，于是

t00,t12500s,t25000s,t37500s,t410000s

(x)2为了减少计算量，同时保证一定的计算精度，取M2

at这样距离间隔xMat50mm，于是

x00,x150mm,x2100mm,x3150mm,x4200mm,x5250mm,x6300mm 当t = 0

时，T(x0,0)T(x1,0)T(x2,0)......T(x7,0)293K 当t >0时，砖墙两侧表面的温度分别为

T(x0,t0)T(x7,t0)293K T(x0,t1)T(x7,t1)303K T(x0,t2)T(x7,t2)313K T(x0,t3)T(x7,t3)323K T(x0,t4)T(x7,t4)333K

当t >0时，砖墙内部的温度可由下式来计算

TiTi1Ti1 2计算结果列于下表中 位置 时间 t0 t1 t2 t3 t4 x0 293K 303K 313K 323K 333K x1 293K 293K 298K 303K 309K x2 293K 293K 293K 295K 298K x3 293K 293K 293K 293K 294K x4 293K 293K 293K 295K 298K x5 293K 293K 298K 303K 309K x6 293K 303K 313K 323K 333K word格式-可编辑-感谢下载支持

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【7－1】试述层流边界层和湍流边界层流体与固体壁面之间的传热机理（不计自然对流的影响），并分析两种边界层流体与壁面之间传热机理的异同点。

答：处于层流状态下的流体，在与其流动相垂直的方向上进行热量传递时，由于不存在流体的旋涡运动和混合，故传热方式为导热。

当湍流状态下的流体流经固体壁面时，将形成湍流边界层。湍流边界层由层流内层、缓冲层和湍流核心三部分组成，每一层中流体运动的速度和状态是不同的。当流体与固体壁面的温度不同时，导致每一层的传热机理也不同。在层流内层，由于粘性作用，流体粘附于固体表面上，即贴壁处流体相对于固体表面是静止不动的。当固体对流体传递热量，或反向传递热量时，在热量传递到运动流体之前，必须以纯导热的方式通过那层静止的流体层，继而再被运动的流体带走，因此流体与固体壁面间的对流传热量等于贴壁静止流体层中的导热量。亦即在层流内层中的传热方式为热传导；在缓冲层中，既有流体微元的层流流动，也有流体微元在热流方向上以旋涡形式运动的宏观运动，传热以导热与对流传热两种形式进行；在湍流核心，由于流体剧烈湍动，涡流传热较分子传热强烈得多，后者可以忽略。因此在湍流核心的热量传递主要是旋涡运动所引起的对流传热。

【7－2】常压和30℃的空气，以10m/s的均匀流速流过一薄平面表面。试用精确解求距平板前缘10cm处的边界层厚度及距壁面为边界层厚度一半距离时的ux、uy、uxy、壁面局部阻力系数CDx、平均阻力系数CD的值。设临界雷诺数Rexc5105。

解：已知流速u＝10m/s；查表得30℃空气的密度ρ＝1.165kg/m3；30℃空气的粘度μ＝1.86×10-5Pa·s

Rexxu0.1101.165456.2610510 所以流动为层流 51.86105.00.1(6.26104)1/22103m2mm

5.0xRe1/2 在y/21mm处，yu0101.16511032.5 x1.861050.1 查表得：当2.5时，f0.751, f0.217 uxu0f100.757.51m/s uy1u0(ff)0.0175m/s

2x

uxuu00f5.43103/s yx1/22.65103 CDx0.6ReCD1.328Re1/25.30103

【7－3】常压和303K的空气以20m/s的均匀流速流过一宽度为1m、长度为2m的平面表面，板面温度维持373K，试求整个板面与空气之间的热交换速率。设Rexc5105。 解： 已知u＝20m/s定性温度Tm303373338K65℃ 2word格式-可编辑-感谢下载支持

在定性温度（65℃）下，查表得空气的密度ρ＝1.045kg/m3；空气的粘度μ＝2.035×10-5Pa·s；空气的热导率＝2.9310W/(mK)，普兰德准数Pr=0.695 首先计算一下雷诺数，以判断流型

22ReLLu2201.0452.0531065105，所以流动为湍流 52.03510精确解m0.0365L2.931020.80.03650.6951/3[(2.053106）(5105)0.818.19(5105)1/2]

2Pr1/3(ReL4/5Rexc4/518.19Rexc1/2) 42W/(m2K)

QmAT4221(10030)5.88kW /51/3近似解m0.0365Re4 LPrL2.931020.80.03650.6951/3(2.053106）＝53W/(m2K)

2 QmAT5321(10030)7.42kW

【7－4】温度为333K的水，以35kg/h的质量流率流过内径为25mm的圆管。管壁温度维持恒定，为363K。已知水进入圆管时，流动已充分发展。水流过4m管长并被加热，测得水的出口温度为345K，试求水在管内流动时的平均对流传热系数m。

解：已知水的进口平均温度Tm1333K，出口温度Tm2345K，壁温Tw363K，管内径d=25mm；

管长L=4m；质量流率w=35kg/h； 定性温度Tm333345339K66℃，在此定性温度下，查表得水的密度ρ＝980.5kg/m3；水的2运动粘度ν＝4.465×10-5m2/s；水的热容cp4.183kJ/(kgK) 平均流速：umwA35/36000.02m/s

3.1416980.50.02524计算一下雷诺数，以判断流型

Redumdum0.0250.0211.22000，所以流动为层流。 54.46510根据牛顿冷却定律，流体流经长为dl的圆管与管壁交换的热量 dQm(TwTm)dAm(TwTm)d(dl)

根据能量守恒定律，流体与管壁交换的热量＝流体因为温度升高而吸收的热量，所以有

dQ4d2umcp(dTm)

14于是有m(TwTm)(dl)dumcp(dTm)

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分离变量得

4mdTmdl

dumcpTwTm4mL363333Tln(TwTm)Tm2ln0.511

m1dumcp363345两边积分得

所以m0.511dumcp4L0.5110.0250.02980.54.1830.0655W/(m2K)

44注：本题不能采用恒壁温条件下的Nu=3.658来计算对流传热系数，因为温度边界层还没有充分发展起来。

【7－5】温度为T0，速度为u0的不可压缩牛顿型流体进入一半径为ri的光滑圆管与壁面进行稳态对流传热，设管截面的速度分布均匀为u0、热边界层已在管中心汇合且管壁面热通量恒定，试推导流体与管壁间对流传热系数的表达式。

解：本题为流体在圆管内流动问题，柱坐标系下的对流传热方程在可简化为

uT1T zr （1） azrrr 由于管截面的速度分布均为u0，即uzu0常数。管壁面热通量恒定时，可简化为

方程（2）的边界条件为 ①r0,1ddTu0dT常数 （2） rrdrdradzT常数，于是方程（1）zdt0 dr②r0,TT0

对式（2）积分得： 再积一次分得： TCdTu0dTr1 （3） dr2adzru0dT2rC1lnrC2 （4） 4adz将边界条件代入得： C10, C2T0 故温度分布的表达式为： Tu0dT2rT0 （5） 4adz圆管截面上的主体平均温度可用下式来表达

TmriAuzTdAuzdAAuT2rdr u2rdr0zri0zri将式（5）代入得：

0Tmu0dT2u0dT2T0rTrdr04adz16adzri2riri2/2rdr02riu0dTr2Ti0 （6） 8adz根据对流传热系数的定义和壁面温度梯度的概念可得：

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q/Ak(TwTm)dtdr

rri于是有： kdt(TwTm)dr （7）

rriu0dT2riT0 （8） 4adzudTdT将r=ri及C1=0代入（3）式，得：0ri

drrri2adz由式（5）可得： Tw将式（6）、（8）、（9）代入式（7）得： u0ridT2adz ku0dT2u0dT24adzriT08adzriT0整理得流体与管壁间对流传热系数：k相应的对流传热努赛尔数：Nu48 rid8d8 d【7－6】水以2m/s的平均流速流过直径为25mm、长2.5m的圆管。管壁温度恒定，为320K。水的进、出口温度分别为292K和295K，试求柯尔本因数jH的值。 解：定性温度Tm293295294K 2查表得，294K下水的密度：ρ＝997.95kg/m3；水的粘度μ＝98.51×10-5Pa·s 首先计算雷诺数以判断流型：

Redu0.0252997.955.0651042000，所以为湍流 598.5110f0.046Re0.20.046(5.665104)0.25.27103，所以有：

jHf2.635103 2word格式-可编辑-感谢下载支持

【8－1】试写出费克第一定律的四种表达式，并证明对同一系统，四种表达式中的扩散系数DAB为同一数值，讨论各种形式费克定律的特点和在什么情况下使用。

答：以质量浓度、摩尔浓度和质量分数、摩尔分数为基准表示的费克第一定律的四种表达式分别为 jADAB JADABdA （1） dzdcA （2） dzdwA （3） dz jADAB JADABcdxA （4） dz菲克扩散定律表达式（1）的特点是扩散通量表达为质量浓度梯度的线性函数，比例系数DAB描述的

是质量传递通量与质量浓度梯度之间的关系；菲克扩散定律表达式（2）的特点是扩散通量表达为摩尔浓度梯度的线性函数，比例系数DAB描述的是摩尔传递通量与摩尔浓度梯度之间的关系。表达式（1）和表达式（2）的适用范围是等温、等压下的单向分子扩散。

菲克扩散定律表达式（3）的特点是扩散通量表达为质量分数梯度的线性函数，比例系数DAB描述的是质量传递通量与质量分数梯度之间的关系；菲克扩散定律表达式（4）的特点是扩散通量表达为摩尔分数梯度的线性函数，比例系数DAB描述的是摩尔传递通量与摩尔分数梯度之间的关系。表达式（3）的适用范围是等温、等压下的单向分子扩散，且总质量浓度为常数；表达式（4）的适用范围是等温、等压下的单向分子扩散，且总摩尔浓度为常数。

下面以表达式（3）和表达式（4）为例，证明其中的比例系数DAB为同一数值。

对于双组分而言，由于A组分的质量分数和摩尔分数之间的关系满足

wAxAMAxMAA

xAMAxBMBMM而Mmc，所以wAxAMAc

dwA，于是有 dz又由于jAJAMA，而jADABdxdJAMADABxAMADABCMAA，由此可得

dzdzcJADABcdxA，即表达式（3）和表达式（4）实际上是等价的，所以其中的比例系数DAB为同一数dz值。

【8－2】试证明组分A、B组成的双组分系统中，在一般情况（存在主体流动，NANB）下进行分子扩散时，在总浓度c恒定条件下，DABDBA。

证：在扩散体系中选取分子对称面作为研究对象。分子对称面的定义是分子通过该面的静通量为零，即有一个A分子通过这个截面，那么必有一个B分子反方向通过该截面，于是有

JAJB

而JADABcdxAdx，JBDBAcB dzdz又因为 xAxB1，所以dxAdxB0，即dxAdxB

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于是有JAJBc所以，DABDBA

dxBDABDBA0 dz【8－3】在容器内装有等摩尔分率的氧气、氮气和二氧化碳，它们的质量分率各为多少？若为等质量分率，则它们的摩尔分率各为多少？

解：当容器内的氧气、氮气和二氧化碳为等摩尔分率时，有

yO2yN2yCO21/3，这时它们的质量分率分别为

wO2yO2MO2yO2MO2yN2MN2yCO2MCO213230.308

11132284433312830.269

11132284433314430.423

111322844333wN2yN2MN2yO2MO2yN2MN2yCO2MCO2wCO2yCO2MCO2yO2MO2yN2MN2yCO2MCO2当容器内的氧气、氮气和二氧化碳为等质量分率时，有

wO2wN2wCO21/3，这时它们的质量分率分别为

yO2wO2/MO2wO2/MO2wN2/MN2wCO2/MCO21/3230.348

111/32/28/443331/2830.398

111/32/28/443331/4430.253

111/32/28/44333yN2wN2/MN2wO2/MO2wN2/MN2wCO2/MCO2yCO2wCO2/MCO2wO2/MO2wN2/MN2wCO2/MCO2word格式-可编辑-感谢下载支持

【9－1】在总压力为p，温度为T的条件下，半径为r0的萘球在空气中进行稳态分子扩散。设萘在空气中的扩散系数为DAB，在温度T下，萘球表面的饱和蒸气压为pAw，试推导萘球表面的扩散通量为NADABpppAw。 lnRTr0p证：由教材中的公式（9-18b）和（9-19）可得： NANA4r2DABpppA2 lnRTpp11A1r2r1r21 方程的边界条件为： ①r1r0时，pA1pAw

②r2时，pA20 将上述边界条件带入得：

Dp1p NA2ABlnppAwr/r0RT所以，萘球表面的扩散通量为 DpDpppAw1p，方程得证。 NArr2ABlnABlnppAwRTr0pr0/r0RT0【9－2】水在恒定温度293K下，由细管底部通过在直立的细管向干空气中蒸发。干空气的总压为

1.013105Pa，温度为293K。水蒸汽在细管内由液面到顶部的扩散距离为z15cm，在上述条件下，水蒸汽在空气中的扩散系数为DAB0.250104m2/s，试求稳态扩散时水蒸汽的摩尔通量及浓度分布方程。 解：此题为组分A（水蒸汽）通过停滞组分B（空气）的稳态扩散问题。 （1）求水蒸汽的摩尔扩散通量NA

在水面（即z1=0）处， 水的饱和蒸汽压

pA117.541.0131052.338103Pa 760在管顶部（即z2=0.15m）处，由于水蒸汽的分压很小，可视为零，即pA2≈0。

55所以pB1PpA1(1.0130.02338)100.9910Pa

pB2PpA21.013105Pa

pBMpB2pB11.001105Pa plnB2pB1将各分压数据代入得水蒸汽的摩尔通量为

NADABP72(pA1pA2)1.61710kmol/(ms) RTzpBMzz1z2z1（2）求浓度分布

由1cA/c1cA2/c1cA1/c1cA1/c可得由气相摩尔分数表示的浓度分布方程为

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1yA1yA21yA11yA1zz1z2z1

pA12.3381030.0231 其中yA15P1.01310yA2pA20，将yA1和yA2代入上式可得 Pz00.1501yA1010.023110.0231整理得：浓度分布方程为

yA10.9771.024z/0.15

【9－3】某球型颗粒含有微量的可溶性物质A，将其浸没在大量溶剂当中，相距球远处溶质A的浓度为零。假设溶解过程中球的大小可视为不变，并且溶质很快溶解于周围的溶剂当中，在球的表面上溶质浓度达到饱和浓度cAw。试求溶质A的溶解速率及球粒周围的溶质浓度分布。 解：由教材式（9－19）

NA11DABpppA2ln，将c4r1r2RTppA1p带入可得： RTNA11ccA2Dcln （1） AB4r1r2ccA1其中c为溶液的总浓度，据题意，由于溶质A是浸没在大量溶剂中，因此溶液的总浓度约等于溶剂

的浓度。

溶质A的溶解速率可用单位时间内从球体表面扩散出去的A的物质的量，即NA来表示。 将边界条件①r1r0时，cA1cAw；②r2时，cA20代入方程（1）得：

NAcDABcln 4r0ccAw于是，溶质A的溶解速率：NA4r0DABclnc （2） ccAw球粒周围的溶质A的浓度分布亦可由式（1）求出。将①r1r时，cA1cA；②r2时，cA20代入方程（1）得

再将（2）式代入（3）式得：

NAcDABcln （3） 4rccAcccAwr

cr0lnccAlnword格式-可编辑-感谢下载支持

于是，浓度分别方程为ln1cr0cln1 cArcAwword格式-可编辑-感谢下载支持

【10－1】试利用以通量表示的传质速率方程和扩散速率方程，对下列各传质系数进行转换：

0（1）将kG转化为kc和ky0；（2）将kx转化为kL和kx0。

0解：（1）将kG转化为kc和ky0：

0 由表10－1得：kGDABpDABpDAB0；kc； ky

RTzRTzzpBM0kGp0RTp 所以就转化为kc，同理 BM，故kGkcRTppBM0kG100 由于0，所以kG p就转化为kypky （2）将kx转化为kL和kx0 由表10－1得：kx 所以，

cDABcDABD0；kLAB；kx

zzxBMzxBMkx

c，故kx/c就转化为kL，同理 kL

由于

kx1，所以kxxBM就转化为kx0 0kxxBM【10－2】试应用有关的微分方程说明“精确解”方法求解平板层流边界层中稳态二维流动和二维传质时传质系数kc0的步骤，并与求解对流传热系数的步骤进行对比，指出各方程和边界条件的相似之处和相异之处。

答：采用“精确解”法求解平板层流边界层中稳态二维传质时传质系数kc0的步骤如下：

（1） 求解运动方程和连续性方程，得出速度分布； （2） 求解传质微分方程，得出浓度分布； （3） 由浓度分布得出浓度梯度；

（4） 由壁面处浓度梯度，求得对流传质系数。

采用“精确解”法求解平板层流边界层中稳态二维传热时传热系数的步骤如下： （1） 求解运动方程和连续性方程，得出速度分布； （2） 求解传热微分方程，得出温度分布； （3） 由温度分布得出温度梯度；

（4） 由壁面处温度梯度，求得对流传热系数。 对流传质时，微分方程的边界条件为：

2cAcA0；y0时，20 y0时，cAcAw；yc时，cAcA0；yc时，

yy对流传热时，微分方程的边界条件为：

2TT0；y0时，20 y0时，TTw；yT时，TT0；yT时，

yy【10－3】平板壁面上的层流边界层中发生传质时，组分A的浓度分布方程可采用下式表示

cAabycy2dy3

试应用适当的边界条件求出a、b、c和d的值。

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解：已知方程的边界条件为

①y0时，cAcAw ②yc时，cAcA0 ③yc时，

dcA0 dyd2cA0 ④y0时，2dy 由方程的边界条件①可知acAw；

d2cA由方程的边界条件④可知

dy22c6dyy02c0,由此可得：c0，于是方程可简化为

y0cAcAwbydy3 （1）

再将边界条件③代入得：

dcAdyb3dy2ycycb3dc20，由此可得

b3dc2 （2）

于是方程可进一步简化为

cAcAw3dc2ydy3 （3）

再将边界条件②代入（3）式中可得：cA0cAw3dc3dc3，由此可得

dcA0cAw3cA0cAwb，将其代入（2）式得：

2c32ccc3cA0cAw，c0，dA03Aw

2c2c所以速度分布方程中的系数分别为acAw,b将求得的各系数代入方程并整理得浓度分布方程为

cAcAw3y1y

cA0cAw2c2c3【10－4】温度为26℃的水，以0.1m/s的流速流过长度为1m的固体苯甲酸平板，已知苯甲酸在水中的扩散系数为1.24×10-9m2/s，在水中的饱和溶解度为0.028kmol/m3，试求距平板前缘0.3m及0.6m两处的浓度边界层厚度c，局部传质系数kcx及整块平板的传质通量NA。

解：已知流速u＝0.1m/s；26℃下水的密度ρ＝997kg/m3；水的粘度μ＝0.8737×10-3Pa·s；L＝1m；x1＝0.3m； x2＝0.6m；DAB＝1.24×10-9m2/s；

ScDABDAB706.7

在x1＝0.3m处

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Re1x1u3.421045105 所以流动为层流

1/28.11mm 精确解：15.0x1Re11/27.53mm 近似解：14.x1Re1所以浓度边界层厚度

1/38.11706.71/30.91mm 精确解：c11Sc1/37.53706.71/30.845mm 近似解：c11Sckcx10.332DABRe11/2Sc1/32.26106m/s x1在x2＝0.6m处

Re2x2u6.841045105 所以流动为层流

1/211.47mm 精确解：25.0x2Re21/210.mm 近似解：24.x2Re2所以浓度边界层厚度

1/311.47706.71/31.29mm 精确解：c22Sc1/310.706.71/31.19mm 近似解：c22Sckcx20.332DABRe21/2Sc1/31.60106m/s x2ReLLu1.141055105 所以流动为层流

kcm0.6DABReL1/2Sc1/32.47106m/s LNAkcmcA2.47106(0.0280)6.92108kmol/(m2s)

【10－5】温度为298K的水以0.1m/s的流速流过内径为10mm、长2m的苯甲酸圆管。已知苯甲酸在水中的扩散系数为1.24×10-9m2/s，在水中的饱和溶解度为0.028kmol/m3，试求平均传质系数kcm、出口浓度及全管的传质速率。

解：已知流速u＝0.1m/s；管径D＝0.01m；管长L＝2m；298K下水的密度ρ＝997kg/m3；20℃水的粘度μ＝0.37×10-3Pa·s（苯甲酸在水中的浓度很低，几乎不影响水的密度和粘度）；扩散系数DAB＝1.24×10-9m2/s；壁面浓度可视为饱和浓度，即CAw＝0.028kmol/m3；进口浓度CA1＝0； 首先计算一下雷诺数，以判断流型

DuRe1115.62000，所以流动为层流

word格式-可编辑-感谢下载支持

假设速度边界层和浓度边界层均已充分发展，则平均对流传质系数

kcm11DAB111.241094.55107m/s 6ri60.01/2因为苯甲酸管壁与水进行对流传质使苯甲酸溶解的量＝管中水所含苯甲酸的量，因此当管中的水流过长为dl的管长时，有

dNAkcm(CAwCA)dAkcm(CAwCA)D(dl)分离变量得

4D2u(dCA)

4kcmdCA dlDuCAwCA积分得：

4kcmLCln(CAwCA)CA2

A1Du将已知数据代入得

CCA10.0283lnAwln3.10

0.028CA2CAwCA243解得：CA21.0210kmol/m

全管的传质速率

NA4D2u(CA2CA1)8.01010kmol/s

【10－6】试列表写出在圆管内进行动量传递、热量传递与质量传递时三者相类似的传递速率方程（以通量表示）、通量、传递系数和推动力，并标明各通量、传递系数和推动力的单位。 解：动量传递、热量传递与质量传递的速率方程（以通量表示）、通量、传递系数和推动力列表如下 动量传递 热量传递 qa质量传递 分 速率方程 子 通量[单位] 传 传递系数[单位] 递 推动力[单位] 涡 速率方程 流 通量[单位] d(ux)dy[Pa] [m2/s] ux[m/s] d(cpT)dyJADdcA dyq[J/(m2s)] a[m2/s] JA[kmol/(m2s)] D[m2/s] cA[kmol/m3] T(℃) qeHd(cpT)dyrr[Pa] d(ux) dy JAMedcA dyqe[J/(m2s)] JAe[kmol/(m2s)] word格式-可编辑-感谢下载支持 传 传递系数[单位] 递 推动力[单位] [m2/s] ux[m/s] H[m2/s] T(℃) M[m2/s] cA[kmol/m3]

【10－7】试简述双膜模型、溶质渗透模型和表面更新模型的主要论点，各模型所求得的传质系数与扩散系数的关系。并分析双膜模型为什么假定为稳态扩散模型，而后两种模型假定为非稳态扩散模型？ 答：双膜模型的基本论点是：互不混溶的两相流体在进行传质时，在流体界面两侧分别存在一个层流膜，传质阻力全部集中在膜内，在膜内只有垂直于流体流动方向的稳态分子扩散；在相界面上，两相处于平衡状态，不存在传质阻力；流体主体的运动速度影响着层流膜的厚度，在层流膜外，由于强烈的湍流脉动而使膜外的主体浓度均匀，传质阻力很小，可忽略不计。

双膜模型所求得的传质系数与扩散系数的关系为：

kcDAB

双膜模型仅适用于建立浓度梯度所需时间大大小于传质所需时间，或双膜内所拥有的溶质量可忽略不计的传质过程。这时，膜内无溶质积累，所以该模型为稳态扩散模型。

溶质渗透模型，考虑了双膜模型所忽略的、形成浓度梯度的过渡时间，认为相际传质过程是两相之间反复而短暂的接触过程，由于接触时间很短，流体内尚未能形成稳态的浓度分布，溶质在液相中的扩散也不可能达到稳定状态。在该接触时间内，存在溶质由相界面向液膜深度方向逐步渗透的不稳定阶段。因此，该模型属于非稳态扩散模型。

溶质渗透模型所求得的传质系数与扩散系数的关系为：

kcDAB/()或kcm2DAB/(c)

表面更新模型的主要论点是：气液进行相际传质时，液相可以分成“界面”和“主体”两个区域。在界面区，质量传递按渗透理论进行，但与渗透模型不同的是界面上的微元并不固定，而是不断地和主体区发生交换而使得表面不断更新。在主体区，液体浓度均匀一致，但由涡流带到界面上的液体微元，暴露时间并不相等，而是存在一个随机的年龄分布，界面上各种不同年龄的液面单元都存在，只是年龄越大者，占据的比例越小。

由此可以推得，传质系数与扩散系数的关系为：

kcmDABS 其中S为表面更新率。

由于在界面区，漩涡的停留时间不同，不同的漩涡所含的溶质浓度也不同，因此界面区内溶液的浓度是随时间而不断变化的，因此表面更新模型也属于非稳态扩散模型。

【10－8】试证明，当喷出速度为零时，等分子反方向扩散时的对流传质系数kc0与单向扩散时的对流传质系数kc大小相等。

证：壁面喷出速度为零，即uyw0

由于在壁面处，某组分A的对流扩散速率＝该组分的分子扩散速率，于是有：

NAkc0(cAwcA0)DABdcAdyxA(NANB)y0

y0对于等分子反方向扩散，NANB，于是

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NAkc0(cAwcA0)DABdcAdydcAdy

y0DAB即kc0y0(cAwcA0)

对于单向扩散，NB0，于是

NAkc(cAwcA0)DABdcAxANADABy0dcAcAuywDABdcA 即

dyy0y0dyy0dyy0DdcAABkdyy0c(c，所以k0ckc。

AwcA0)