Hewitt和Roberts基于直径为31.2 mm的圆管，在0.14～0.54 MPa压力范围内的空气-水的实验数据开发了一维流型图（图4-18）。发现该流型图对12.7 mm内径的直管在压强为3.45～6.90 MPa的蒸汽-水两相流是适用的。该流型图是基于液体和蒸汽的动量通量ρf{jf}2=绘制的。

Taitel等比较了几个流型图，发现它们之间的分散度很大，他们也基于影响流型转变的物理机制的理论分析开发了自己的流型图。

①泡状流向弹状流转变。从泡状流向弹状流或搅混流转变主要的判据是达到最大的空泡份额为0.25后发生气泡聚合为弹状流。液相和气相速度的关系为

式中 V∞——大气泡（5<d<20 mm）的终端上升速度，对气泡的尺寸不敏感，用式（4-44）计算：

式中 σ——表面张力。

图4-18　Hewitt和Roberts的竖直向上流动的流型图

使用表观流速的定义，并假设速度均匀分布，由式（4-43）和式（4-44）可以得到：

对于{α}=0.25，根据该式得到：

式（4-46）在图4-19中为线A。需要指出的是，Taitel和Dukler以及其他一些研究者选取{α}=0.3作为泡状流存在的最大空泡份额。这样得到流型转变的判据为

对于直径很小的管子，上升气泡可能更容易聚集为气弹。因此对于很小的流道可能不存在泡状流流型。这种情况下在很低的液相和气相流速下就只有弹状流工况。泡状流消失的判据是变形气泡上升速度V0接近气泡或泰勒气泡上升的终端速度Vb，即：V∞≥Vb，其中Vb=（当ρg≪ρf时）。

因为终端速度V∞由式（4-44）给出，得到无泡状流流型的管道判据为

②弥散泡状流向泡状流/弹状流转变。在高液相流速下，因为湍流作用而发生气泡破裂而导致气泡聚合被阻止。根据Taitel等的推导，该力受{jf}和{jg}的共同作用。

图4-19　Taitel等空气-水在25℃、0.1　MPa的50　mm管内的流型图

式中 νf——液相的运动黏度；

D——管子直径。

式（4-49）示为图4-19中的线B。

如果将气泡密排在一起（可能它们之间是相互接触的），最大可能的空泡份额为0.52。在高液相流速（气泡会发生破裂）下，两相的相对速度为0，因此从截面含气率和体积含气率的关系中，可以得到：(www.daowen.com)

当Vf≈Vg时，有

因此

定义为图4-19中的线C，是另外一个泡状流存在的限制线。

③弹状流向搅混流转变。弹状流是当泡状流中气泡足够多，小气泡聚合为大的泰勒气泡时发生。如果两个泰勒气泡之间的液塞很小不能维持泰勒气泡存在时，就发生了搅混流流型。关于该流型的过渡机制目前提出了几个，可以参考Nicklin和Davidson的文献。

Taitel等给出了搅混流的另外一个视角，认为搅混流本质上是弹状流的发展长度区域。因此他们推导出了搅混流的最大长度（lε）：

该方程表明弹状流发展长度与{j}/gD有关。

对于不存在泡状流或环状流的情况下，他们的判据可以用来确定从搅混流转变为弹状流之前可存在的长度。如果沿管长的位置比发展长度短，可能观察到搅混流或弹状流。如果发展长度比管长的位置短，则只存在弹状流。在给定的lε/D下该情况在图4-19中表达为线D。

在Taitel和Dukler早期的文章中，他们建议如果{jg}/{jf}≥0.85时，在lε/D>50时存在搅混流。也就是说当{jg}/{jf}≥5.5时，只要lε/D>50，都存在搅混流。例如，当{jg}=1.0 m/s，根据图4-19中的线D，当lε/D=100时，直到{jf}=0.5 m/s或{jg}/{jf}≈2.0，搅混流都存在。因此存在两种实质上不同的弹状流和搅混流边界的定义。

④弹状流/搅混流向环状流过渡。对于从弹状流/搅混流向环状流的过渡，Taitel等认为气相速度必须要足够高能够阻止液膜下落而形成液桥。能悬浮液体的最小气相速度根据重力和曳力的平衡来确定：

或

根据Hinze的判据，液滴的直径按照最大稳定液滴尺寸来确定：

式中 K——临界韦伯数，其值为20～30。综合以上两式，可得

如果K取30，Cd为0.44（注意因为Vg是1/4次方，对具体数值不太敏感），假设在环状流中，液膜非常薄，因此jg≈Vg，根据式（4-53）得到

因此环状流的转变与管径和液体流速无关（图4-19中表达为线E。）

式（4-54）的左边是Kutateladze数（Ku），它代表气相动水头与作用在尺寸为的液体毛细波上的惯性力之比。

非常有意思的是，如果用流动反转起始的环状流触发机制，可以得到类似的判据。