Давление смеси; – давление воздуха;

💸 Как сделать бизнес проще, а карман толще?

Тот, кто работает в сфере услуг, знает — без ведения записи клиентов никуда. Мало того, что нужно видеть свое раписание, но и напоминать клиентам о визитах тоже. Проблема в том, что средняя цена по рынку за такой сервис — 800 руб/мес или почти 15 000 руб за год. И это минимальный функционал. Нашли самый бюджетный и оптимальный вариант: сервис VisitTime.
⚡️ Для новых пользователей первый месяц бесплатно. А далее 290 руб/мес, это в 3 раза дешевле аналогов. За эту цену доступен весь функционал: напоминание о визитах, чаевые, предоплаты, общение с клиентами, переносы записей и так далее.
✅ Уйма гибких настроек, которые помогут вам зарабатывать больше и забыть про чувство «что-то мне нужно было сделать».
Сомневаетесь? нажмите на текст, запустите чат-бота и убедитесь во всем сами!

Давление смеси; – давление воздуха; – давление пара

79 Кипение – процесс интенсивного образования пара внутри объема жидкости при температуре насыщения или выше этой температуры.

При кипении поглощается теплота фазового перехода, поэтому для осуществления стационарного процесса кипения необходим повод теплоты (см. формулу (4.4)).

Различают поверхностное и объемное кипение. Объемное кипение жидкости встречается достаточно редко (например, при резком уменьшении давления) и, в этом случае, температура жидкости становится больше температуры насыщения при данном давлении. В нашем курсе будем рассматривать только теплообмен при кипении на твердых поверхностях или поверхностное кипение.

Процесс кипения зависит от граничных условий теплообмена, давления среды, физических свойств жидкости, пара и твердой стенки, состояния твердой поверхности, геометрии системы, режима движения жидкости и т.д. Поэтому разработать математическую модель процесса кипения не представляется возможным и все сведения о механизме кипения получены опытным путем. При этом используется следующая классификация видов кипения:

— по роду или режиму кипения – пузырьковое или пленочное;

— по типу конвекции – при свободной (в большом объеме) или при вынужденной (в ограниченном пространстве);

— по расположению поверхности кипения – у вертикальной, наклонной или горизонтальной поверхности;

— по характеру – неразвитое, неустойчивое, развитое.

В процессе теплоотдачи в кипящей жидкости формируется температурное поле (рис.4.6, б). При этом жидкость оказывается перегретой выше температуры насыщения, соответствующей давлению в жидкости.

При кипении на твердых поверхностях можно выделить две области с разным по характеру изменением температурного поля: тепловой пограничный слой и тепловое ядро в жидкости.

Для того чтобы паровой пузырь образовался в микровпадине, необходимо, чтобы ее размеры были больше некоторого минимального или критического радиуса пузырька:

где

– сила поверхностного натяжения жидкости при температуре насыщения, Н/м;

– перепад давления между паром в пузыре (p_п) и окружающей его жидкостью (p_н). Перепад давления рассчитывают по формуле:

в которой r – скрытая теплота парообразования, Дж/кг; p_н – давление насыщения пара, Па;

– перепад температур между стенкой и жидкостью, º C (K); R_г – газовая постоянная, Дж/(кг·К); T_н – температура насыщения, К.

Заметим, что с увеличением перегрева стенки

и ростом давления насыщения p_н критически радиус парового пузыря уменьшается и впадины меньших размеров могут служить центрами парообразования, что в итоге приводит к интенсификации кипения.

Тепловой пограничный слой – весьма тонкий слой жидкости, прилегающий непосредственно к поверхности стенки, в пределах которого сосредоточено практически все изменение температуры жидкости: от температуры поверхности до температуры в ядре потока (см. рис.4.6).

Тепловое ядро жидкости – вся остальная жидкость за пределами теплового пограничного слоя.

В зависимости от конкретных условий теплообмена перегрев жидкости вблизи стенки или перегрев стенки может составлять величину

5 ÷ 35 °C. Дело в том, что паровые пузырьки зарождаются не в любой точке поверхности теплообмена, а только в, так называемых, центрах парообразования – микровпадинах (трещинах, кавернах и т.п.), в которых сила поверхностного натяжения жидкости минимальна.

Для анализа процесса кипения широко используют экспериментально полученную зависимость плотности теплового потока q, подводимого к обогреваемой поверхности от температурного перепада

, график которой показан на рис. 4.7. Это график в научно-технической литературе называют " кривой кипения". На этой кривой выделяют несколько интервалов

, соответствующих различным режимам теплоотдачи, название которых приведено в тексте, поясняющем рис. 4.7.

Пузырьковый режим кипения наблюдается при значениях

соответствующих второй области на кривой кипения. Радиус межфазной поверхности пузырька – зародыша пропорционален размеру образующей его микрошероховатости на поверхности стенки. Поэтому в начале пузырькового режима кипения, при незначительном перегреве жидкости, " работают" лишь крупные центры парообразования, поскольку пузырьки - зародыши малых центров парообразования имеют радиус меньше критического. В этом случае происходит неустойчивое или слаборазвитое пузырьковое кипение. С увеличением перегрева жидкости активизируются более мелкие центры парообразования, поэтому количество образующихся пузырей и частота их отрыва возрастают. В результате интенсивность теплоотдачи чрезвычайно быстро увеличивается (см. рис.4.7, область 2).

Интенсивность теплоотдачи обусловлена термическим сопротивлением теплопроводности тонкой жидкой пленки, которая смачивает твердую поверхность и находится под областью паровых пузырей. С увеличением количества и частоты отрыва пузырей жидкая прослойка разрушается (турбулизируется) и ее термическое сопротивление уменьшается.

Коэффициент теплоотдачи (a) при развитом пузырьковом кипении достигает десятков и даже сотен тысяч Вт/(м^2·К) (при высоких давлениях). Это обусловлено большой удельной теплотой фазового перехода и интенсивным перемешиванием жидкости растущими и отрывающимися пузырьками пара.

Режим пузырькового кипения обеспечивает наиболее эффективную теплоотдачу. Этот режим кипения применяется в парогенераторах тепловых и атомных электростанций, при охлаждении двигателей, элементов конструкции энергетических, металлургических и химических агрегатов, работающих в условиях высоких температур.

При дальнейшем увеличении перегрева стенки равном перегреву жидкости в пограничном слое (

) интенсивность теплоотдачи, достигнув максимума в критической точке " кр1", начинает снижаться из-за слияния все возрастающего количества пузырей в паровые пятна (см. рис.4.7, область 3). Площадь паровых пятен возрастает по мере увеличения DT и охватывает в итоге всю стенку, превращаясь в сплошную паровую пленку, плохо проводящую теплоту. Таким образом, происходит постепенный переход от пузырькового режима кипения к пленочному, сопровождающийся снижением интенсивности теплоотдачи.

Начало такого перехода называют первым кризисом кипения. Под кризисом понимают коренное изменение механизма кипения и теплоотдачи.

При дальнейшем увеличении перегрева (DT) интенсивность теплоотдачи, достигнув минимума во второй критической точке " кр2", снова начинает возрастать в области пленочного режима кипения (см. рис.4.7, области 4 и 5). Такую перемену характера влияния перегрева на теплоотдачу называют вторым кризисом кипения.

Рис. 4.7. Изменение плотности теплового потока и коэффициента теплоотдачи от перегрева жидкости в пограничном слое

1 – конвективная область без кипения; 2 – область пузырькового кипения; 3 – переходная область; 4 – область пленочного кипения; 5 – участок пленочного кипения со значительной долей передачи тепла излучением; кр1, кр2 – соответственно точки первого и второго кризисов кипения

В пленочном режиме кипения сплошная пленка пара оттесняет жидкость от поверхности, и условия теплообмена стабилизируются, а коэффициент теплоотдачи перестает снижаться, оставаясь практически постоянным. Тепловой поток согласно закону Ньютона (4.1) снова начинает увеличиваться из-за возрастания температурного напора DT. Заметим, что увеличение теплового потока в области развитого пленочного кипения (при больших DT) происходит и из-за возрастания переноса теплоты излучением в паровой прослойке.

Интенсивность теплоотдачи при пленочном режиме кипения весьма низка, что приводит к сильному перегреву поверхности теплообмена.

81Пузырьковый режим кипения наблюдается при значениях

При дальнейшем увеличении перегрева стенки равном перегреву жидкости в пограничном слое (

Два вида перехода от пузырькового режима к пленочному

В зависимости от граничных условий теплообмена на поверхности теплообмена переход от пузырькового режима к пленочному может происходить, либо следуя кривой кипения (рис. 4.8, а), либо скачкообразно (рис. 4.8, б). Постепенный переход от развитого пузырькового кипения к пленочному имеет место при регулируемой температуре стенки (граничные условия I рода), а скачкообразный – при постоянном тепловом потоке, поступающем от стенки к жидкости (граничные условия II рода).

Для объяснения этого явления запишем формулу для расчета плотности теплового потока через тепловой пограничный слой (см. рис. 4.6):

где

– перепад температур в пограничном слое;

– термическое сопротивление пограничного слоя;

– толщина пограничного слоя (см. рис. 4.6);

– коэффициент теплопроводности пограничного слоя.

При заданной постоянной температуре стенки (T_w) перепад температур (

) не зависит от процесса теплообмена.. Поэтому при увеличении термического сопротивления пограничного слоя в переходной области вследствие ухудшения теплопроводных свойств пристенного слоя (

), тепловой поток начинает уменьшаться (

) (см. рис. 5.8, а).

Рис. 4.8. Два вида перехода от пузырькового режима кипения к пленочному

При заданном постоянном тепловом потоке (

) увеличение термического сопротивления (

) приводит к скачкообразному росту перепада температур в пограничном слое (

) и, следовательно, к перегреву стенки (

)и возможному ее разрушению.

При снижении тепловой нагрузки переход к пузырьковому кипению произойдет скачком при минимальной тепловой нагрузке.

Все формулы расчета теплоотдачи при кипении получены на основе обработки многочисленных экспериментальных данных учеными разных научных школ. Поскольку условия проведения опыта у разных экспериментаторов точно не совпадали, то и

, рассчитанные по формулам разных авторов, могут существенно отличаться. Поэтому ниже приведем только простейшие по форме, но достаточно апробированные расчетные формулы по теплоотдаче при кипении.

Теплоотдача при пузырьковом режиме прямопропорциональна количеству действующих центров парообразования и частоте отрыва пузырей, которые, в свою очередь, пропорциональны максимальному перегреву

жидкости и давлению p_н. В силу этого средний коэффициент теплоотдачи может быть рассчитан по формуле

С другой стороны, выражая перепад температур из закона теплоотдачи Ньютона

и подставляя в формулу (4.28), получим:

где C₁, C₂, k, z, m, n – коэффициенты, полученные в результате статистической обработки экспериментальных данных.; DT – перегрев стенки, ⁰С (K); р_н – давление насыщения (внешнее давление жидкости), бар; q – поверхностная плотность теплового потока, Вт/м².

Для расчета теплоотдачи при кипении воды формулы (4.28) и (4.29) принимают вид:

где p_н – давление насыщения, бар; q – плотность теплового потока, Вт/м²;

Формулу (4.30) используют в расчетах пузырькового кипения при граничных условиях первого рода. В этом случае регулируемой (заданной) величиной является температура стенки и, следовательно, перегрев жидкости (

), а формулу (4.31) применяют в расчетах кипения при граничных условиях второго рода (заданная величина – плотность теплового потока (q) на поверхности стенки). Определив

по формуле (4.31), несложно найти перегрев стенки (перегрев жидкости в пограничном слое) и температуру стенки:

Схема пленочного кипения показана на рис. 4.9. Из рисунка видно, что наблюдается

аналогия процессов конденсации и пленочного кипения. Поэтому формулы для расчета коэффициента теплоотдачи при пленочном кипении имеют вид:

где

плотность, коэффициент теплопроводности и динамический коэффициент вязкости пара;

– плотность жидкости; r – скрытая теплота парообразования.

В качестве определяющей температуры в формулах (4.33) и (4.34) принята температура насыщения при данном давлении.

Схема пленочного кипения показана на рис. 4.9. Из рисунка видно, что наблюдается

где

плотность, коэффициент теплопроводности и динамический коэффициент вязкости пара;

– плотность жидкости; r – скрытая теплота парообразования.

В качестве определяющей температуры в формулах (4.33) и (4.34) принята температура насыщения при данном давлении.

84 Г. Расчет теплоотдача при кипении в трубах и каналах

Теплоотдача при кипении в трубах и каналах существенно отличается от теплоотдачи при кипении в большом объёме, потому что процесс непрерывного парообразования оказывает существенное влияние на гидродинамику течения, а, следовательно, и на теплообмен. При кипении в трубах с постоянным подводом теплоты происходит непрерывное увеличение паровой и уменьшение жидкой фазы. Гидродинамическая структура двухфазного потока также зависит от расположения труб и каналов в пространстве.

В настоявшее время математическое моделирование течения и теплообмена двухфазных потоков чрезвычайно сложная и трудоемкая задача, поэтому информацию об уровне теплоотдачи при кипении в трубах и каналах получают из эксперимента. На рис.4.10. изображена зависимость коэффициента теплоотдачи в зависимости от плотности теплового потока, поступающего на внешнюю поверхность трубы и скорости течения двухфазного флюида. При малых скоростях течения коэффициент теплоотдачи не зависит от скорости, а зависит только от теплового потока (тепловой нагрузки), поступающего к пароводяной смеси (участок 1). В этом случае расчет теплоотдачи при кипении в трубах аналогичен расчету при кипении в большом объеме. При больших скоростях двухфазного потока, наоборот, теплоотдача зависит только от скорости течения флюида – наблюдается турбулентный режим конвективного теплообмена (участок 3). Существует и переходный участок от режима кипения воды в большом объеме до режима конвективного теплообмена при турбулентном течении в трубах.

Методика расчета коэффициента теплоотдачи при кипении и движении двухфазных потоков в трубах и каналах заключается в следующем. На первом этапе расчета находят коэффициент теплоотдачи при кипении в большом объеме по формуле

Затем рассчитываю коэффициент теплоотдачи при вынужденном турбулентном течении в трубах и каналах по критериальной формуле М.А. Михеева:

где d – внутренний диаметр трубы или эквивалентный диаметр канала. В качестве определяющей температуры в формулах (4.36) и (4.37) необходимо принимать температуру насыщения при данном давлении.

Рис. 4.10. К расчету теплоотдачи при кипении в трубах и каналах

Определив

, окончательный расчет коэффициента теплоотдачи

выполняют следующим образом:

где поправочный коэффициент на теплоотдачу при кипении рассчитывается по формуле:

85 Тепловое излучение (радиационный теплообмен) – способ переноса теплоты в пространстве, осуществляемый в результате распространения электромагнитных волн, энергия которых при взаимодействии с веществом переходит в тепло. Радиационный теплообмен связан с двойным преобразованием энергии и происходит в три этапа:

— первоначально внутренняя энергия тела превращается в энергию электромагнитного излучения (энергию фотонов или квантов);

— затем, лучистая энергия переносится электромагнитными волнами в пространстве, которые в однородной и изотропной среде и в вакууме распространяются прямолинейно со скоростью света (в вакууме скорость света равна

м/c) подчиняясь оптическим законам преломления, поглощения и отражения;

— после переноса энергии электромагнитными волнами, происходит второй переход лучистой энергии во внутреннюю энергию тела путем поглощения фотонов.

Тепловому излучению соответствует интервал длин волн

мкм (1 мкм = 10^-6 м), поскольку основная доля лучистой энергии в теплотехнических агрегатах передается именно в этом диапазоне длин волн. Заметим, что видимые световые лучи имеют длину волны

мкм, а к инфракрасному или тепловому излучению в общем случае относят диапазон длин волн

мкм.

— все тела с температурой выше 0 К обладают собственным тепловым излучением, то есть энергию излучают все тела (твердые тела, жидкости и лученепрозрачные газы);

— для передачи теплоты излучением не требуется тело-посредник, т.е. лучистая энергия может передаваться и в вакууме;

— при температурах до 100 º С лучистая и конвективная (при свободной конвекции) составляющие теплообмена имеют один порядок. В высокотемпературных энергетических (например, парогенераторах) и высокотемпературных теплотехнологических (например, металлургических печах) лучистый теплообмен является доминирующим (до 100%) в суммарном теплопереносе от горячего теплоносителя к потребителю тепловой энергии;

— различают поверхностное излучение (твердые тела) и объемное излучение (лученепрозрачные газы).

Спектром излучения называют распределение лучистой энергии по дине волны

, где

, Вт/м³ спектральная лучеиспускательная способность тела. У большинства твердых тел спектры сплошные. У газов и полированных металлов спектры линейчатые или селективные.

С точки зрения радиационного теплообмена различают два типа поверхностей: диффузные и зеркальные поверхности. Диффузные поверхности разлагают все падающее на них излучение в пределах полусферы. У зеркальных поверхностей угол падения луча равен углу его отражения.

86 Параметры и характеристики теплового излучения

Как и любой другой способ переноса теплоты, теплообмен излучением характеризуется температурным полем системы тел, участвующих в радиационном теплообмене (T), и тепловыми потоками излучения (Q, Вт) или поверхностными плотностями тепловых потоков излучения (E, Вт/м²). Кроме этого, телам, участвующим в радиационном теплообмене, приписывают некоторые специфические свойства, называемые радиационными характеристиками или радиационными свойствами тела.

Потоком излучения (Q, Вт) называют количество лучистой энергии, проходящее через заданную поверхность площадью F в единицу времени.

Поверхностной плотностью потока излучения (E, Вт/м²) называют количество лучистой энергии, проходящее через заданную единичную поверхность в единицу времени.

В расчетах радиационного теплообмена приняты следующие обозначения:

— Q_пад и E_пад поток и плотность потока излучения падающие на поверхность тела;

— Q_отр и E_отр поток и плотность потока излучения отраженные от поверхности тела;

— Q_погл и E_погл поток и плотность потока излучения поглощенные телом;

— Q_проп и E_проп поток и плотность потока излучения пропускаемые телом;

— Q_соб и E_соб поток и плотность потока собственного излучения тела;

— Q_эф и E_эф поток и плотность потока эффективного излучения тела;

— Q_рез и E_рез поток и плотность потока результирующего излучения тела

К радиационным характеристикам тела относят поглощательную, отражательную и пропускательную способности тела, спектральную и интегральную степени черноты и угловую степень черноты.

Поглощательная, отражательная и пропускательная способности

Для рассмотрения физического смысла поглощательной, отражательной и пропускательной способностей тела рассмотрим полупрозрачное тело на поверхность которого падает поток излучения Q_пад (рис. 5.1). Очевидно, что для любого полупрозрачного тела из закона сохранения энергии следует

Рис. 5.1. Схема радиационного теплообмена для полупрозрачного тела

Разделив левую правую части равенства (5.1) на поток падающего излучения, получим

где

– поглощательная способность тела, равная доле падающего излучения поглощенного телом;

– отражательная способность тела, равная доле падающего излучения отраженного телом;

– пропускательная способность тела, равная доле падающего излучения проходящего через тело.

Излучение тела, обусловленное его тепловым состоянием (степенью нагретости) называют собственным излучением этого тела. Поток собственного излучения обозначают Q_соб или буквой Q без нижнего индекса. Плотность потока собственного излучения обозначают

и называют лучеиспускательной способностью тела. В величине E_соб заключена вся энергия, излучаемая телом в диапазоне длин волн

, т.е. энергия излучения всего спектра. Долю лучеиспускательной способности, заключенную в бесконечно малом спектральном диапазоне длин волн

называют спектральной плотностью потока собственного излучения или спектральной лучеиспускательной способностью тела и обозначают

Зная функцию распределения

, лучеиспускательную способность тела можно рассчитать, проинтегрировав эту функцию по всему спектру излучения:

Спектральную лучеиспускательную способность также называют спектральной интенсивностью излучения. Поэтому плотность потока собственного излучения тела (лучеиспускательную способность) также называют интегральной интенсивностью излучения тела.

Далее рассмотрим схему радиационного теплообмена, изображенную на рис.6.2. На непрозрачное тело падает лучистый поток Q_пад. Одна часть теплового потока в количестве Q_погл поглощается телом, а другая – в количестве Q_отр телом отражается. Тело обладает и собственным излучением Q_соб или Q.

Радиационный тепловой поток, уходящий с поверхности тела, равный сумме собственного и отраженного тепловых потоков называют эффективным тепловым потоком и обозначают Q_эф. Эффективный тепловой поток по определению равен:

Тепловой поток, идущий на изменение теплового состояния тела, называют результирующим тепловым потоком и обозначают Q_рез или с целью унификации обозначений в расчетах сложного (радиационно-конвективного) теплообмена Q_w. В результате радиационного теплообмена тело получает или отдает количество энергии

88Радиационный тепловой поток, уходящий с поверхности тела, равный сумме собственного и отраженного тепловых потоков называют эффективным тепловым потоком и обозначают Q_эф. Эффективный тепловой поток по определению равен:

Рис. 5.2. Схема радиационного теплообмена для непрозрачного тела

Если расчет радиационного теплообмена проводят, используя в плотности соответствующих радиационных потоков, то в этом случае формулы (6.6) - (6.8) примут вид:

В заключение вводного параграфа темы " Радиационный теплообмен" без вывода приведем формулу связи собственного, результирующего и эффективного потоков излучения:

89Абсолютно черных тел в природе не существует. В качестве модели АЧТ используют отверстие в стенке непрозрачной полости с размерами много меньше самой полости. При равномерном нагреве всей поверхности полости данное отверстие по своим свойствам приближается к абсолютно черному телу, т.е. поглощает все падающее на него излучение и само при этом является идеальным излучателем – излучает максимально возможное количество энергии.

Расчет собственного излучения реальных тел основан на законах излучения АЧТ.

В 1900 году на основе квантовой теории немецкий физик Макс Планк вывел закон, устанавливающий зависимость спектральной интенсивности излучения абсолютно черного тела (

) от длины волны (

) и абсолютной температуры (Т) –

. Этот закон носит имя Планка и имеет вид:

где T – абсолютная температура абсолютно черного тела, К; С₁ и С₂ – коэффициенты, связанные с универсальными физическими константами следующими соотношениями:

;

, в которых

м/с – скорость света в вакууме;

Дж·с – постоянная Планка;

Дж/K – постоянная Больцмана.

График зависимости

изображен на рис. 6.3. Анализ этого графика позволяет сделать следующие выводы:

— зависимость

имеет экстремальный характер;

— с ростом температуры длина волны

, при которой наблюдается максимум спектральной плотности потока излучения АЧТ, уменьшается.

Рис. 5.3. Спектральная плотность потока излучения АЧТ

Длина волны, при которой наблюдается максимальное значение спектральной плотности потока собственного излучения

и температура связаны обратно пропорциональной зависимостью:

Этот закон является следствием закона Планка. Однако он был получен Вином ранее (в 1893 году) и поэтому носит его имя. Зная

, по формуле (6.14) легко найти температуру излучателя.

Закон Стефана-Больцмана при условии термодинамического равновесия устанавливает связь плотности потока собственного излучения поверхности АЧТ (Е₀) с его абсолютной температурой (Т):

где s₀ = 5, 67× 10^-8 Вт/(м²× К⁴) – постоянная Стефана–Больцмана.

В расчетах на калькуляторе закон Стефана-Больцмана удобно применять в следующем виде:

где

= 5, 67 Вт/(м²× К⁴) – коэффициент излучения абсолютно черного тела.

Закон Стефана-Больцмана был экспериментально установлен Стефаном в 1879 году, а теоретически обоснован Больцманом в 1884 и Планком в 1901 годах.

90Излучение реальных тел отличается от излучения абсолютно черного тела, как по спектральному составу – виду функции

, так и по величине (рис.6.4, а). При равных температурах реальные тела излучают тепловой энергии меньше, чем АЧТ. И при этом максимум спектральной плотности потока излучения у металлов смещен в сторону коротковолновой части спектра, а у диэлектриков – в сторону длинноволновой части спектра относительно максимума спектральной плотности потока излучения АЧТ.

Рис.5.4. Спектральное распределение энергии излучения (а)

1 – АЧТ; 2 – металл; 3 – диэлектрик; 4 – серое тело

Для характеристики излучения реальных тел введено понятие спектральной степени черноты

, которая характеризует соотношение между спектральной плотностью потоков собственного излучения реального тела

и абсолютно черного тела

Коэффициент

изменяется в пределах от 0 до 1 и для каждой длины волны λ характеризует долю, которую

данного тела составляет от

абсолютно черного тела при одной и той же температуре. Изменение спектральной степени черноты различных тел показано на рис. 5.4, б. Из формулы (5.16) следует, что спектральная степень черноты абсолютно черного тела равна единице.

Спектральная степень черноты реального непрозрачного тела зависит от длины волны, природы тела, состояния его поверхности и температуры.

Плотность потока собственного излучения тела в узком элементарном спектральном диапазоне

– спектральную плотность теплового потока можно рассчитать, применив формулу (5.16):

Затем, экспериментально установив зависимость спектральной степени черноты от длины волны и температуры

для данного материала, можно найти и лучеиспускательную способность реального тела:

Такой подход к расчету собственного излучения реальных тел весьма сложен из-за необходимости экспериментального определения спектров излучения реальных тел, которые при данной температуре зависят не только от природы вещества, но и от его структуры и состояния поверхности. Поэтому в инженерных расчетах с целью их упрощения, как правило, излучение реальных тел моделируют излучением идеального серого тела. Излучение серого тела обладает всеми свойствами излучения абсолютно черного тела. При этом спектр излучения серого тела подобен спектру излучения АЧТ (штриховая линия на рис. 5.4, а), а его спектральная плотность потока излучения

меньше спектральной плотности потока излучения АЧТ

в одинаковое число раз. Т.е. спектральная степень черноты серого тела при данной температуре не зависит от длины волны:

(штриховая линия на рис. 5.4, б). У серого тела лучеиспускательная способность будет равна:

В формуле (5.21): s₀ = 5, 67× 10^-8 Вт/(м²× К⁴) – постоянная Стефана–Больцмана;

= 5, 67 Вт/(м²× К⁴) – коэффициент излучения абсолютно черного серого тела;

– коэффициент излучения серого тела, Вт/(м²× К⁴);

– интегральная степень черноты тела. Из формулы (5.21) следует, что интегральная степень черноты равна отношению лучеиспускательной способности серого тела (E) к лучеиспускательной способности абсолютно черного тела (

Интегральная степень черноты серого тела или степень черноты зависит от природы тела, состояния его поверхности и температуры.

Закон Кирхгофа для серого тела принимает вид:

и формулируется следующим образом: «Отношение плотности потока собственного излучения (лучеиспускательной способности) серого тела к его поглощательной способности есть величина постоянная и равная плотности потока излучения АЧТ при условии равенства температур обоих тел».

Сравнивая выражения (5.22) и (5.23) можно сделать вывод о том, что степень черноты серого тела равна его поглощательной способности:

Абсолютно черное тело поглощает все падающее на него излучение (

) и одновременно является идеальным излучателем у которого

. Данное обстоятельство наводит на мысль, что и у реальных тел между излучательной способностью

и его поглощательной способностью

существует однозначная связь. Эту связь установил немецкий физик Кирхгоф в 1859 году и поэтому ее называют законом Кирхгофа. По закону Кирхгофа отношение спектральной плотности потока собственного излучения (спектральной лучеиспускательной способности) любого тела к его спектральной поглощательной способности есть величина постоянная и равная спектральной плотности потока АЧТ, имеющего ту же температуру:

Сравнивая выражения (5.16) и (5.17), несложно сделать вывод о том, что спектральная поглощательная способность равна спектральной степени черноты:

Равенство (5.17) является следствием из закона Кирхгофа и строго справедливо при локальном термодинамическом равновесии между излучением и веществом, что на практике не выполняется. Однако допущение о локальном термодинамическом равновесии в расчетах радиационного теплообмена подтверждается результатами экспериментов.

92. Лучистый теплообмен в замкнутой системе из двух