Jeder, der beim Kochen schon einmal ein paar Wassertropfen in eine heiße Eisen- oder Edelstahlpfanne gespritzt hat, um deren Temperatur zu prüfen, kennt dieses verblüffende Paradoxon der Thermodynamik. Liegt die Oberflächentemperatur der Pfanne nur knapp über dem Siedepunkt von Wasser – etwa bei $110^\circ\text{C}$ bis $130^\circ\text{C}$ –, breitet sich der auftreffende Wassertropfen augenblicklich aus, zischt heftig und verdampft in weniger als einer Sekunde restlos.

Erhitzt man dieselbe Pfanne jedoch weiter auf über $200^\circ\text{C}$ bis $300^\circ\text{C}$, kehrt sich das Verhalten vollständig um. Statt explosionsartig zu verdampfen, zieht sich das Wasser zu einer glänzenden, quecksilberartigen Kugel zusammen. Es zischt nicht mehr, benetzt das Metall überhaupt nicht, sondern gleitet nahezu reibungslos wie ein Luftkissenfahrzeug quer durch die Pfanne und überlebt dabei mehrere Minuten lang – bis zu hundertmal länger als bei $120^\circ\text{C}$!

Dieses kontraintuitive Phänomen ist der Leidenfrost-Effekt. Oberhalb einer kritischen Temperaturschwelle – der Leidenfrost-Temperatur ($T_L$) – bildet sich zwischen dem Flüssigkeitstropfen und dem heißen Substrat eine kontinuierliche, selbsttragende Dampfschicht (ein Dampfkissen / vapor cushion) von nur $10$ bis $100\,\mu\text{m}$ Dicke. Diese mikroskopische Wasserdampfschicht wirkt einerseits als hydrodynamisches Schmierpolster, das den Tropfen ohne jeden Fest-Flüssig-Kontakt in der Schwebe hält, und andererseits als hochwirksamer Wärmeisolator, da die Wärmeleitfähigkeit von Wasserdampf ($\kappa_v \approx 0.03\,\text{W/(m}\cdot\text{K)}$) mehr als zwanzigmal geringer ist als die von flüssigem Wasser ($\kappa_l \approx 0.68\,\text{W/(m}\cdot\text{K)}$).

In diesem Artikel analysieren wir die Physik des Leidenfrost-Effekts aus den Grundgleichungen der Hydrodynamik und Wärmeübertragung: von Johann Gottlob Leidenfrosts historischer Abhandlung aus dem Jahr 1756 über Shiro Nukiyamas Siedekurve (1934), Novak Zubers hydrodynamisches Limit der kritischen Wärmestromdichte (CHF) und Paul Berensons minimale Wärmestromdichte (MHF) bis zur exakten Schmierfilm-Skalierungstheorie von Biance, Clanet und Quéré (2003), den internen thermokapillaren Marangoni-Wirbeln, den sternförmigen Rayleigh-Lamb-Eigenschwingungen, Heiner Linkes selbstangetriebenen Leidenfrost-Ratschen (2006) und der sicherheitskritischen Wiederbenetzung (Quenching) bei einem Kühlmittelverluststörfall (LOCA) im Kernreaktor.

1. Die „Kristallkugel“ auf dem glühenden Eisenlöffel: Johann Gottlob Leidenfrosts Entdeckung von 1756

Obwohl bereits Herman Boerhaave 1732 das Verhalten von Alkohol auf glühendem Eisen kurz erwähnte, stammt die erste systematische experimentelle und physikalische Untersuchung von dem deutschen Arzt und Naturphilosophen Johann Gottlob Leidenfrost (1715–1794), Professor an der Universität Duisburg.

In seiner 1756 auf Latein verfassten Schrift De Aquae Communis Nonnullis Qualitatibus Tractatus (Abhandlung über einige Eigenschaften des gemeinen Wassers) beschrieb Leidenfrost sein berühmtes Experiment mit einem bis zur Rotglut erhitzten eisernen Löffel:

„In diesen glühenden Löffel gebe man einen einzigen Tropfen reinen gemeinen Wassers … Das Wasser haftet nicht am Eisen und breitet sich nicht aus; vielmehr zieht es sich im Augenblick der Berührung sofort zu einer kugelförmigen Perle zusammen, hell und durchsichtig wie ein Kristallglobus (globulus crystallinus). Es dreht sich rasch und tanzt mühelos auf dem Boden des Löffels umher, ohne Geräusch und ohne Dampf auszustoßen. Weit davon entfernt, sofort zu verschwinden, schrumpft es unmerklich über dreißig oder vierzig Sekunden – oder gar eine volle Minute –, bis schließlich ein winziges Teilchen mit einem leisen Knacken verschwindet.“

Leidenfrost maß mit einem Pendel die Lebensdauer der Tropfen bei sinkender Löffeltemperatur und erkannte, dass die Verdampfungsrate beim Unterschreiten einer kritischen Temperatur sprunghaft um Größenordnungen ansteigt. Im Jahr 1842 prägte der französische Physiker Pierre Hippolyte Boutigny hierfür den Begriff des „sphäroidalen Zustands“ (état sphéroïdal) und demonstrierte sogar das Gefrieren von Wasser zu Eis in einem rotglühenden Platintiegel mithilfe von flüssigem Schwefeldioxid im Leidenfrost-Zustand.

2. Shiro Nukiyamas Siedekurve (1934) und die vier Regime des Behältersiedens

Um zu verstehen, warum ein Tropfen bei $250^\circ\text{C}$ minutenlang überlebt, während er bei $125^\circ\text{C}$ in Sekundenbruchteilen verdampft, betrachten wir die Wärmestromdichte $q''$ $[\text{W/m}^2]$ als Funktion der Wandüberhitzung $\Delta T_e \equiv T_w - T_{\text{sat}}$ (mit der Wandtemperatur $T_w$ und der Sättigungstemperatur $T_{\text{sat}} = 100^\circ\text{C}$ bei $1\,\text{atm}$). Diese universelle Siedekurve wurde erstmals 1934 von Shiro Nukiyama an der Kaiserlichen Universität Tōhoku in Sendai vollständig vermessen.

  flowchart TD
    subgraph BoilingCurve["Shiro Nukiyamas Siedekurve (q'' vs. Wandüberhitzung ΔTe = Tw - Tsat)"]
        R1["Regime I: Freie Konvektion<br/>ΔTe < 5°C (Tw < 105°C)<br/>Keine Blasenkeimbildung; einphasige Auftriebskonvektion<br/>q'' ∝ ΔTe^(5/4)"]
        R2["Regime II: Blasensieden (Nucleate Boiling)<br/>5°C ≤ ΔTe ≤ 30°C (Tw = 105–130°C)<br/>Intensive Blasenbildung an Mikrokavitäten & Mikroschichtverdampfung<br/>q'' ∝ ΔTe^3 (Maximale Kühlleistung)"]
        CHF["Maximum: Kritische Wärmestromdichte (CHF / DNB)<br/>ΔTe ≈ 30°C, q''_max ≈ 1.1–1.26 MW/m²<br/>Zuber-Stabilitätsgrenze (Kollaps der Dampfsäulen)"]
        R3["Regime III: Übergangssieden (Transition Boiling)<br/>30°C < ΔTe < 100–120°C<br/>Instabiler Teildampffilm & intermittierende Benetzung<br/>Wärmestrom SINKT mit steigender Temperatur! (∂q''/∂ΔTe < 0)"]
        LP["Minimum: Leidenfrost-Punkt (MHF)<br/>ΔTe,L ≈ 93–120°C (Tw ≈ 193–220°C)<br/>q''_min ≈ 18–25 kW/m² (50-mal niedriger als CHF!)"]
        R4["Regime IV: Stabiles Filmsieden (Stable Film Boiling)<br/>ΔTe ≥ ΔTe,L (Tw > 200°C)<br/>Kontinuierliches isolierendes Dampfkissen (κ_v ≈ 0.03 W/m·K)<br/>Wärmestrahlung (∝ Tw^4) dominiert erst ab Tw > 500°C"]
    end

    R1 -->|"Siedebeginn (ONB)"| R2
    R2 -->|"Blasenkoaleszenz & Gegenstromkrise"| CHF
    CHF -->|"Temperaturgesteuerter Pfad"| R3
    R3 -->|"Vollständige Dampffilmstabilisierung"| LP
    LP -->|"Filmsiedebereich"| R4
    CHF -.->|"Wärmestromgesteuerter Burnout-Sprung (ΔTw > +800°C)"| R4

1. Regime I: Freie Konvektion ($\Delta T_e < 5^\circ\text{C}$): Wegen des Laplace-Drucks $\Delta P = 2\gamma / r_c$ können Dampfkeime in Oberflächenporen vom Radius $r_c$ erst ab der Überhitzung $\Delta T_{\text{ONB}} \approx \frac{2\gamma T_{\text{sat}}}{\rho_v L_{lv} r_c}$ wachsen. Darunter erfolgt der Wärmetransport rein einphasig ($q'' \propto \Delta T_e^{5/4}$).
2. Regime II: Blasensieden ($5^\circ\text{C} \le \Delta T_e \le 30^\circ\text{C}$) und Zubers Kritische Wärmestromdichte (CHF): Oberhalb des Siedebeginns (ONB) wächst die Wärmestromdichte durch Mikroschichtverdampfung und Rührwirkung der ablösenden Blasen gemäß der Rohsenow-Korrelation mit der dritten Potenz: $q'' \propto \Delta T_e^3$. Bei $\Delta T_e \approx 30^\circ\text{C}$ ($T_w \approx 130^\circ\text{C}$) verschmelzen die Blasen zu Dampfsäulen. Novak Zuber (1958) zeigte durch Kopplung der Rayleigh-Taylor-Instabilität ($\lambda_{RT} = 2\pi\sqrt{3\gamma/[g(\rho_l - \rho_v)]}$) mit der Kelvin-Helmholtz-Instabilität der aufsteigenden Dampfjets, dass die maximale Wärmestromdichte (Critical Heat Flux, CHF) rein hydrodynamisch begrenzt ist: $$q''_{\max} = \frac{\pi}{24} \rho_v L_{lv} \left[ \frac{\gamma g (\rho_l - \rho_v)}{\rho_v^2} \right]^{1/4} \approx 0.131 \rho_v L_{lv} \left[ \frac{\gamma g (\rho_l - \rho_v)}{\rho_v^2} \right]^{1/4} \approx 1.1\text{–}1.26\,\text{MW/m}^2$$ Bei stromgesteuerter Heizung führt das Erreichen von $q''_{\max}$ zum sofortigen Temperatursprung auf über $1000^\circ\text{C}$ (Burnout).
3. Regime III: Übergangssieden ($30^\circ\text{C} < \Delta T_e < 100\text{–}120^\circ\text{C}$): Instabile Dampfblasenfragmente bedecken Teile der Wand. Mit steigender Temperatur wächst der trockene Wandanteil, sodass der Wärmestrom bei steigender Temperatur abfällt ($\partial q'' / \partial \Delta T_e < 0$, negative differentielle Wärmeleitfähigkeit).
4. Regime IV: Stabiles Filmsieden und der Leidenfrost-Punkt (Berensons MHF): Ab der Leidenfrost-Temperatur $T_L \approx 193^\circ\text{C}\text{–}220^\circ\text{C}$ bricht der Fest-Flüssig-Kontakt völlig ab. Am Minimum der Siedekurve – dem Leidenfrost-Punkt – gilt nach Paul J. Berenson (1961) für die minimale Wärmestromdichte (MHF): $$q''_{\min} = 0.09 \rho_v L_{lv} \left[ \frac{\gamma g (\rho_l - \rho_v)}{(\rho_l + \rho_v)^2} \right]^{1/4} \approx 18\text{–}25\,\text{kW/m}^2$$ Da $q''_{\min}$ rund 50-mal kleiner ist als $q''_{\max}$ und die Wärmeleitfähigkeit des Dampfes ($\kappa_v \approx 0.03\,\text{W/(m}\cdot\text{K)}$) extrem niedrig liegt, wird der Tropfen thermisch isoliert.

3. Kapillarstatik und die Schmierfilm-Skalierung des Dampfkissens (Biance, Clanet, & Quéré 2003)

3.1 Kapillarlänge $\ell_c$ und Tropfenmorphologie

Ein schwebender Leidenfrost-Tropfen besitzt einen scheinbaren Kontaktwinkel von $\theta_c = 180^\circ$. Das Gleichgewicht zwischen dem krümmungsgetriebenen Laplace-Druck ($\sim \gamma / R$) und dem hydrostatischen Schweredruck ($\sim \rho_l g R$) definiert die Kapillarlänge $\ell_c$:

Abhängig von der Bond-Zahl $\text{Bo} = (R/\ell_c)^2$ durchläuft der Tropfen drei Regime:

1. Quasi-kugelförmige Tropfen ($R < \ell_c \approx 2.5\,\text{mm}$): Der Tropfen bleibt fast kugelförmig mit einer kleinen abgeplatteten Bodenfläche vom Radius $r_c = \sqrt{\frac{2}{3}}\frac{R^2}{\ell_c}$.
2. Leidenfrost-Pfützen / Flüssigkeits-Pfannkuchen ($\ell_c < R < 4\ell_c$): Die Schwerkraft drückt den Tropfen zu einer flachen Scheibe mit der universellen Gleichgewichtsdicke $h_p = 2\ell_c \sin(180^\circ/2) = 2\ell_c \approx 5.0\,\text{mm}$. Die Unterseite wölbt sich mittig zu einer konkaven Dampftasche (dimple), die von einem engen ringförmigen Hals (neck) nahe dem Rand umschlossen wird.
3. Rayleigh-Taylor-Dampfschornsteine ($R > R_{\max} \approx 3.83\ell_c \approx 9.6\,\text{mm}$): Überschreitet der Pfützenradius ca. $1\,\text{cm}$, wird die Dampftasche unter dem schweren Wasser Rayleigh-Taylor-instabil, und Dampfblasen brechen periodisch als „Schornsteine“ (vapor chimneys) durch die Tropfenmitte nach oben durch.

3.2 Herleitung der Dampffilmdicke $e$ und der Lebensdauer $\tau$

Im Jahr 2003 leiteten Anne-Laure Biance, Christophe Clanet und David Quéré (Physics of Fluids) die exakte Skalierung der Dampfkissendicke $e$ für eine Pfütze vom Radius $R > \ell_c$ her:

1. Fouriersche Wärmeleitung durch den Dampffilm: Der Wärmestrom $Q = \kappa_v \frac{\Delta T}{e} \pi R^2$ über die Gasschicht der Dicke $e$ liefert über $Q = \dot{m} L_{lv}$ den Massenstrom des erzeugten Dampfes: $$\dot{m} = \frac{\kappa_v \Delta T}{L_{lv} e} \pi R^2 \qquad \cdots (1)$$
2. Viskose Schmierfilmtheorie (radiale Poiseuille-Strömung): Da $e \ll R$ gilt, folgt die radiale Ausströmung der Schmierfilmgleichung $\mu_v \frac{\partial^2 u_r}{\partial z^2} = \frac{dP}{dr}$ mit dem parabolischen Geschwindigkeitsprofil $u_r(r,z) = \frac{1}{2\mu_v}\left(-\frac{dP}{dr}\right)z(e-z)$. Die Integration über die Spalthöhe $e$ liefert den Volumenstrom $Q_v(r) = \frac{\pi r e^3}{6\mu_v}\left(-\frac{dP}{dr}\right) = \frac{\dot{m}}{\rho_v}\frac{r^2}{R^2}$. Durch Integration über $r$ erhält man den mittleren Schmierfilmdruck im Dampfkissen: $$\Delta P_{\text{cushion}} = \frac{3 \mu_v \dot{m}}{2 \pi \rho_v e^3} \qquad \cdots (2)$$
3. Hydrostatisches Kräftegleichgewicht: Im Gleichgewicht trägt $\Delta P_{\text{cushion}}$ genau den hydrostatischen Druck der Pfütze der Dicke $2\ell_c$, also $\Delta P_{\text{weight}} = 2\rho_l g \ell_c$. Einsetzen von Gleichung (1) in (2) ergibt sofort das Biance-Clanet-Quéré-Skalierungsgesetz: $$e = \left(\frac{3}{4}\right)^{1/4} \left( \frac{\kappa_v \mu_v \Delta T}{\rho_v \rho_l g L_{lv} \ell_c} \right)^{1/4} R^{1/2} \approx 10\text{–}100\,\mu\text{m} \qquad \cdots (3)$$ Für $R = 5\,\text{mm}$ und $\Delta T = 200\,\text{K}$ ergibt sich $e \approx 54\,\mu\text{m}$ (für kleine Kugeltropfen $R < \ell_c$ gilt hingegen $e_{\text{small}} \propto \Delta T^{1/4} R^{5/4}$). Die Integration der Massenabnahme $-\frac{dM}{dt} = \dot{m} \propto R^{3/2}$ führt auf $R(t) = R_0(1 - t/\tau)^2$ und die Lebensdauerskalierung $\tau \propto \Delta T^{-3/4} R_0^{3/2}$ (bzw. $\tau \propto R_0^{5/4}$ bis $R_0^2$ im Übergangsbereich).

4. Thermokapillare Marangoni-Wirbel, Stern-Oszillationen und Leidenfrost-Ratschen

  flowchart TD
    subgraph ActiveDynamics["Nichtgleichgewichts-Dynamik schwebender Leidenfrost-Tropfen"]
        Grad["Vertikaler Temperaturgradient im Tropfen<br/>Basis auf Tsat = 100°C vs. verdunstungsgekühlter Scheitel Tapex ≈ 95–98°C"]

        subgraph Marangoni["1. Interne thermokapillare Marangoni-Konvektion"]
            M1["Oberflächenspannungsgradient ∂γ/∂T ≈ -0.18 mN/(m·K)<br/>Zieht Flüssigkeit entlang der Oberfläche von der Basis zum Scheitel"]
            M2["Hohe Marangoni-Zahl (Ma ~ 10^4) erzeugt schnellen Torus-Wirbel<br/>→ Spontane Symmetriebrechung in ein einzelnes 'Flüssigkeitsrad'<br/>→ Selbstantrieb auf völlig flachen horizontalen Platten!"]
        end

        subgraph StarModes["2. Sternförmige Rayleigh-Lamb-Eigenschwingungen"]
            S1["Hydrodynamische/akustische Druckpulsation im Dampfhals (f_vapor ≈ 2 f_n)"]
            S2["Subharmonische Faraday-Resonanz azimutaler Kapillarmoden<br/>ω_n² = n(n² - 1)γ / (ρ_l R³)<br/>Bildet pulsierende Sterne mit n = 2, 3, 4, 5 ... 12 Zacken!"]
        end

        subgraph Ratchet["3. Selbstangetriebene Leidenfrost-Ratschen (Linke et al. 2006)"]
            L1["Asymmetrisches Sägezahn-Substrat (Periode ~1.5 mm, Tiefe ~0.3 mm)"]
            L2["Geometrische Gleichrichtung der viskosen Poiseuille-Dampfströmung<br/>Viskose Schubspannung τ_visc ~ μ_v u_v / e treibt Tropfen mit 10–30 cm/s BERGAUF!"]
        end
    end

    Grad --> M1 --> M2
    Grad --> S1 --> S2
    Grad --> L1 --> L2

4.1 Thermokapillare Marangoni-Wirbel und „Leidenfrost-Räder“

Da die Tropfenbasis Siedetemperatur ($100^\circ\text{C}$) besitzt, während der obere Scheitelpunkt durch Verdunstung auf $95\text{–}98^\circ\text{C}$ abkühlt, entsteht durch $\frac{\partial \gamma}{\partial T} \approx -0.18\,\text{mN/(m}\cdot\text{K)}$ eine tangentiale Marangoni-Schubspannung $\tau_s = \frac{\partial \gamma}{\partial T}\nabla_s T$ (Marangoni-Zahl $\text{Ma} = \frac{|\partial \gamma/\partial T|\Delta T_{\text{int}} R}{\mu_l \alpha_l} \sim 2 \times 10^4 \gg \text{Ma}_c$). Diese starke interne Zirkulation verhindert den Kaffeering-Effekt bei trocknenden Nanopartikelsuspensionen vollständig. Zudem zeigten Bouillant, Quéré et al. (2018) in Nature Physics, dass der achsensymmetrische Torus-Wirbel bei kleinen Tropfen ($R \lesssim 1.5\,\text{mm}$) spontan seine Symmetrie bricht und in eine einzelne rotierende Walze übergeht: Dieses „Leidenfrost-Rad“ neigt das Dampfkissen leicht und treibt den Tropfen selbst auf perfekt horizontalen Oberflächen von allein an!

4.2 Sternförmige Rayleigh-Lamb-Eigenschwingungen

Größere Leidenfrost-Pfützen ($R \sim 5\text{–}15\,\text{mm}$) beginnen oft spontan zu pulsieren und nehmen die Form regelmäßiger Sterne (Dreiecke, Quadrate, Pentagramme bis hin zu $n=12$-Sternen) an. Ihre Eigenfrequenz folgt der Rayleigh-Lamb-Dispersionsrelation für azimutale Kapillarwellen:

Angeregt werden diese Moden durch Druckpulsationen des ausströmenden Dampfkissens mit der Frequenz $f_{\text{vapor}}$ über eine subharmonische parametrische Faraday-Resonanz ($f_n = \frac{\omega_n}{2\pi} \approx \frac{1}{2} f_{\text{vapor}}$).

4.3 Heiner Linkes Leidenfrost-Ratschen (2006)

Heiner Linke et al. (2006) zeigten in Physical Review Letters, dass Leidenfrost-Tropfen auf einer heißen Messingplatte mit asymmetrischem Sägezahnprofil (Periode $\sim 1.5\,\text{mm}$, Tiefe $\sim 0.3\,\text{mm}$) ohne äußere Kraft mit $10\text{–}30\,\text{cm/s}$ in Richtung der steilen Zahnflanken (und sogar schiefe Ebenen hinauf!) rasen. Die Tropfenunterseite hängt leicht in die Sägezahntäler durch und blockiert die steilen Stufen, sodass der abströmende Poiseuille-Dampf entlang der flachen Rampen nach hinten gleichgerichtet wird. Die viskose Schubspannung $\tau_{\text{visc}} \sim \mu_v u_{\text{vapor}} / e$ erzeugt eine Schubkraft $F_{\text{ratchet}} \sim 30\,\mu\text{N}$, die den reibungsfreien Tropfen vorwärtstreibt.

5. Industrielle Anwendungen: Reaktorsicherheit (LOCA), Stahlhärten und flüssiger Stickstoff

1. Kernreaktor-Kühlmittelverluststörfall (LOCA) und Quench-Front-Ausbreitung: Im Normalbetrieb arbeiten Druck- und Siedewasserreaktoren im Bereich des Blasensiedens (Regime II) unterhalb von CHF ($\text{MDNBR} > 1.3$). Überschreitet die Wärmestromdichte bei einem Störfall CHF, springt die Zircaloy-Brennstabhülle sofort in das stabile Filmsieden (Regime IV / Leidenfrost-Zustand), wodurch die Hüllrohrtemperatur binnen Sekunden auf über $1000^\circ\text{C}$ eskaliert (Zirkonium-Wasserdampf-Oxidation mit Wasserstoffbildung). Beim Fluten des Kerns durch das Notkühlsystem (ECCS) perlt das Wasser an den überhitzten Brennstäben ($T_w \gg T_L$) ab; die Wiederbenetzung schreitet nur entlang einer schmalen Quench-Front voran, deren Geschwindigkeit durch axiale Wärmeleitung in der Hülle begrenzt ist (Yamanouchi-Modell: $u_q \propto (T_L - T_{\text{sat}})/(T_{\text{init}} - T_L)$). Mikro-/nanoporöse hydrophile Beschichtungen zur Erhöhung von CHF und $T_L$ sind daher ein zentrales Forschungsfeld der Kerntechnik.
2. Metallurgisches Abschrecken von Stahl (Quenching): Beim Eintauchen von $850^\circ\text{C}$ heißem Austenit-Stahl in Wasser bildet sich zuerst ein isolierender Leidenfrost-Dampfmantel (langsame Abkühlung), bevor unterhalb von $T_L$ starkes Blasensieden einsetzt und die gewünschte harte Martensit-Struktur erzeugt. Ein ungleichmäßiger Zusammenbruch des Dampfmantels führt zu Verzug und Härterissen, weshalb Salzlösungen, Polymere oder starke Umwälzung eingesetzt werden.
3. Nasse Finger in flüssigem Blei & flüssiger Stickstoff auf der Haut: Ein angefeuchteter Finger kann für den Bruchteil einer Sekunde in $400^\circ\text{C}$ heißes geschmolzenes Blei getaucht werden (extrem gefährlich, niemals nachahmen!), weil das Wasser auf der Haut sofort ein schützendes Leidenfrost-Dampfkissen bildet. Umgekehrt befindet sich menschliche Haut ($307\,\text{K}$) gegenüber flüssigem Stickstoff ($\text{LN}_2$, Siedepunkt $77\,\text{K} = -196^\circ\text{C}$) auf einer Überhitzung von $\Delta T_e = 230\,\text{K} \gg \Delta T_L$, sodass $\text{LN}_2$-Tropfen auf bloßer Haut sofort auf einem Stickstoffgaskissen abperlen.

Literaturverzeichnis

1. Leidenfrost, J. G. (1756). De Aquae Communis Nonnullis Qualitatibus Tractatus. Duisburg.
2. Nukiyama, S. (1934). “The Maximum and Minimum Values of the Heat Transmitted from Metal to Boiling Water under Atmospheric Pressure”. J. Jpn. Soc. Mech. Eng., 37(206), 367–374.
3. Zuber, N. (1958). “On the stability of boiling heat transfer”. Trans. ASME, 80(3), 711–720.
4. Berenson, P. J. (1961). “Film-boiling heat transfer from a horizontal surface”. J. Heat Transf., 83(3), 351–356.
5. Biance, A.-L., Clanet, C., & Quéré, D. (2003). “Leidenfrost drops”. Physics of Fluids, 15(6), 1632–1637.
6. Linke, H., et al. (2006). “Self-Propelled Leidenfrost Droplets”. Physical Review Letters, 96(15), 154502.
7. Quéré, D. (2013). “Leidenfrost Dynamics”. Annual Review of Fluid Mechanics, 45, 197–215.
8. Bouillant, A., et al. (2018). “Leidenfrost wheels”. Nature Physics, 14(12), 1188–1192.