Температура спектральная

Формула Планка. При неограниченном увеличении температуры спектральная плотность излучения должна увеличиваться до бесконечности (w -> оо при Т со). Поэтому, разделив обе части (11.30) на при Т-> 00, находим [c.75]

Рис. n-IV-3. Зависимость от температуры спектральной степени черноты (при Л=0,665 мкм) тугоплавких материалов [Л. П-14].

В 1900 г. немецкий физик-теоретик Макс Планк установил закон закон Планка), определяющий спектральную интенсивность излучения абсолютно черного тела по длинам волн при разных температурах. Спектральная интенсивность Iqx представляет собой поток лучистой энергии с длиной волны Л, излучаемой с 1 м поверхности тела, и имеет размерность Вт/м [c.137]

Спектральное распределение поверхностной плотности потока излучения связано с собственным тепловым излучением Oj, НаО и частиц сажи, а также эффективным излучением загрязненных поверхностей экранных труб. Селективные особенности спектра потока падающего излучения обусловливаются в зависимости от температуры спектральными радиационными характеристиками указанных выше источников излучения полосовым спектром из- [c.141]

Вводя плоские нормальные возмущения, получим для амплитуд возмущений функции тока и температуры спектральную задачу [c.66]

В статистической физике и термодинамике обычно вводят идеализированное понятие абсолютно черного тела. Абсолютно черное тело — это объект, который полностью поглощает всю падающую на него энергию излучения. Если такое тело находится в равновесии со своим окружением, то, кроме того, что оно является соверщенным поглотителем, оно должно быть также и соверщенным излучателем. Оно должно излучать столько же энергни, сколько и поглощает, иначе оно не могло бы оставаться в тепловом равновесии. Идеализированное представление об абсолютно черном теле облегчает вычисления (зависящего от температуры) спектрального распределения такого излучения. Многие излучатели, встречающиеся на практике, могут рассматриваться как абсолютно черные тела или как приблизительно черные тела. Например, общая форма спектра солнечного излучения приблизительно соответствует спектру абсолютно черного тела с температурой 6000 К. [c.458]

Наряду с люминесценцией каждое тело, нагретое до определённой температуры, излучает фотоны за счёт энергии беспорядочного теплового движения зарядов. Интенсивность этого температурного бесструктурного излучения пропорциональна четвёртой степени температуры. Спектральный состав излучения также определяется температурой. Поэтому, во-первых, необходимо отделить люминесценцию от теплового излучения. [c.16]

Постановка задачи и вывод уравнения. Рассмотрим (см рисунок) плоский слой однородного материала толщиной /г, ограниченный двумя абсолютно черными бесконечными плоскостями, температуры которых То и Тк То > Тн- Пусть С есть полный поток энергии, падающий на левую границу. Здесь же поместим начало координат. Материал слоя характеризуется следующими физическими константами К— коэффициентом теплопроводности п — показателем преломления (предполагается не зависящим от длины волны и температуры) — спектральным показателем поглощения (предполагается не зависящим от температуры). Постулируя, как обычно, наличие в среде локального термодинамического равновесия, так что становится возможным применение законов излучения Планка и Кирхгофа, получаем следующее выражение для спектральной плотности излучения [18] [c.304]

Чтобы проследить направление диффузии фосфора в покрытии под влиянием высокой температуры, спектральному анализу подвергались три слоя образца поверхность окисной пленки, слой покрытия под окисной пленкой и слой основного металла непосредственно под покрытием. [c.49]

Наряду с люминесценцией каждое тело, нагретое до определенной температуры, излучает фотоны за счет энергии беспорядочного теплового движения зарядов. Интенсивность этого температурного бесструктурного излучения пропорциональна четвертой степени температуры. Спектральный состав излучения также определяется температурой. Чтобы отделить люминесценцию от теплового излучения, Вавилов [461] предложил следующее определение люминесценции Люминесценцией тела в данной спектральной области называется избыток излучения над температурным при условии, что это избыточное излучение обладает конечной длительностью, превышающей период световых колебаний . [c.576]

Для описания распределения энергии по частотам введем зависящую от температуры спектральную плотность излучения U (T), тогда величина U (T)d o будет представлять энергию единицы объема излучения с частотами от со до со + (i o. Если в качестве независимой переменной взять не частоту, а длину волны, то получим спектральную плотность для которой легко вывести соотношение [c.243]

При расчете оптической фотоэлектрической системы с учетом спектральных характеристик для теплового источника должны быть известны его температура, спектральный коэффициент теплового излучения и размеры излучаемой поверхности. [c.303]

Для всех реальных тел В (Г) < Во(Т) и В (Я,, Т) < Bf l, Т), т. е. О < Ej- < 1 и О < Ея < 1. Коэффициенты излучения Ej- и е зависят от вещества тела, состояния его поверхности и температуры. Спектральный коэффициент E , зависит также от Я,, а Ег— от спектрального состава излучения. [c.262]

Как уже отмечалось, зависимость от температуры спектральной энергетической яркости излучения черного тела определяется формулой Планка или Вина в виде (7-2-9) и (7-2-10), справедливом для монохроматического излучения. При использовании этих формул для установления соотношения между условными (яркостной и цветовой) температурами необходимо иметь в виду, что строго монохроматических излучений в природе не существует. Любое измеряемое излучение с помощью точных спектральных приборов, как бы мал ни был спектральный интервал, имеющий конечную ширину, является квазимонохроматическим. Это излучение в ряде случаев можно рассматривать как эквивалентное монохроматическое с определенным значением длины волны находящимся внутри выбранного конечного спектрального интервала и остающимся [c.266]

В термометрии излучения в отличие от термометрии, основанной на применении термопары или термометра сопротивления, можно использовать уравнения в явном виде, которые связывают термодинамическую температуру с измеряемой величиной (в данном случае со спектральной яркостью). Это возможно потому, что тепловое излучение, существующее внутри замкнутой полости (излучение черного тела), зависит только от температуры стенок полости и совсем не зависит от ее формы или устройства при условии, что размеры полости намного больше, чем рассматриваемые длины волн. Излучение, выходящее из маленького отверстия в стенке полости, отличается от излучения черного тела лишь в меру того, насколько сильно отверстие нарушает состояние равновесия в полости. В тщательно продуманной конструкции это отличие может быть сделано пренебрежимо малым, так что равновесное излучение черного тела становится доступным для измерений. Таким образом, методы термометрии излучения позволяют в принципе измерить термодинамическую температуру с очень высокой точностью, что будет кратко рассмотрено в разд. 7.7. [c.309]

Проблема детектора теплового излучения неотделима от вопроса об излучательных свойствах источника излучения. Спектральные характеристики излучения черного тела, как будет показано, описываются законом Планка. Проинтегрированный по всем длинам волн закон Планка приводит к закону Стефана — Больцмана, который описывает температурную зависимость полного излучения, испущенного черным телом. Если бы не было необходимости учитывать излучательные свойства материалов, оптический термометр был бы очень простым. К сожалению, реальные материалы не ведут себя как черное тело, и в законы Планка и Стефана — Больцмана приходится вводить поправочные факторы, называемые коэффициентами излучения. Коэффициент излучения зависит от температуры и от длины волны и является функцией электронной структуры материала, а также макроскопической формы его поверхности. [c.311]

Рис. 7.2. Закон распределения Планка— зависимость спектральной яркости излучения черного тела от температуры и длины волны.

Рис. 7.3. Относительная величина спектральной яркости как функция ХТ (кривая I) относительное увеличение спектральной яркости, связанное с увеличением температуры на 1 %, как функция ХТ (кривая 2).

Очевидное различие между излучением, испущенным вольфрамовой лентой, и излучением черного тела связано с зависимостью излучательной способности вольфрама от длины волны (рис. 7.17). Соответственно спектральная яркостная температура оказывается функцией длины волн. Спектральная яркостная температура 7д ленты, имеющей излучательную способность е(к, Т) и наблюдаемой через стекло с коэффициентом пропускания определяется формулой [c.350]

Рис. 7.18. Разность истинной и спектральной яркостных температур вольфрама для длин волн 0,65 (/) и 1 мкм (2), 3—область большой потери вольфрама за счет испарения.

Чтобы удалить большинство растворенных в вольфраме газов, необходимо нагреть его в вакууме до температуры около 2200 °С и откачивать в течение примерно двух часов (здесь и в -последующем при обсуждении изменений в вольфраме приводится истинная температура, а не спектральная яркостная температура). После такой обработки основная часть оставшегося в стеклянной оболочке лампы газа будет появляться из молибденовых или никелевых вводов, которые остаются при более низкой температуре, или из стекла. Нагретый вольфрам выделяет следующие газы (в порядке их концентрации) азот, окись углерода и водород. Присутствие их в твердом растворе всегда увеличивает электрическое сопротивление металла. Если после отпайки лампы имеет место чрезмерная дегазация вольфрама, обычно наблюдается гистерезис соотношения со-противление/температура. Этот гистерезис происходит следующим образом. При высоких температурах газ выделяется из глубины металла диффузией к поверхности и испарением. При охлаждении тот же газ, если он не был удален откачкой или абсорбирован в другом месте, конденсируется на поверхности вольфрама и начинает диффундировать обратно в металл, увеличивая тем самым его сопротивление. Скорость, с которой происходят все эти процессы, является экспоненциальной функцией температуры. Для ламп, используемых в области до 1800 °С, дрейф сопротивления при охлаждении, скажем до 1200 °С, может происходить в пределах нескольких дней как результат недостаточной дегазации в начальной стадии или последующей течи. [c.353]

У большинства ламп проявляется небольшой повторяющийся гистерезис в цикле от 1064 °С (теперь мы возвращаемся к спектральной яркостной температуре при 660 нм), который может доходить до 0,05°С. Однако это изменение яркостной температуры сопровождается изменением электрического сопротивле- [c.358]

Рис. 7.23. а — изменения спектральной яркостной температуры вдоль вольфрамовой ленты лампы, показанной на рис. 7.19, при 770 и 1064 С. б — то же поперек ширины ленты [43]. [c.360]

ОСИ, а также перемещения вдоль оптической оси системы наблюдения. Эти эффекты достаточно малы и к трудностям размещения лампы по отношению к пирометру не приводят. Кроме того, спектральная яркостная температура центральной площадки в весьма широкой области не зависит от величины апертуры пирометра. Это [c.361]

Рис. 7.24. Изменения спектральной яркостной температуры для различных перемещений лампы, показанной на рис. 7.19, а — вращения относительно вертикальной оси б — вращения относительно горизонтальной оси о — перемещения вдоль оптической оси пирометра.

Рис. 7.25. Влияние изменения температуры окружающего воздуха на 1 °С на спектральную яркостную температуру лампы, показанной на рис. 7.19 [43],

Т) — отношение спектральных яркостей при темпера.урах Тхи и Т. Так как ширина полосы фильтра, сформированная красным стеклом и глазом, достаточно велика, величина Я в уравнениях (7.66) и (7.67) (см. ниже) зависит от температуры и нуждается в тщательном определении. Подробнее этот вопрос обсуждается в следующем разделе. [c.366]

Используемый стеклянный красный фильтр, кривая спектральной чувствительности глаза и планковское распределение при измеряемой температуре определяют длину волны, которая входит в уравнение (7.66). Красный фильтр важен по двум причинам во-первых, для уравнения (7.66) нужно знать [c.367]

В обычных условиях атомы вещества излучают одновременно кванты различной энергии, так как переход электронов с одних орбит на другие не носит организованного характера, что и приводит к полихроматичности излучения. В зависимости от температуры тела изменяется его энергетическая светимость (она по закону Стефана—Больцмана пропорциональна четвертой степени абсолютной температуры тела R = аР) и по мере увеличения температуры спектральный максимум излучения сдвигается в сторону более коротковолновой части спектра. [c.116]

Рис. n-IV-28. Зависимость от температуры спектрального значения Ej (при . = 0,665 мкм) и интегральной нормальной степени черноты е окислов алюминия AI2O3 и магния MgO [Л. П-17].

На рис. 4.7 приведена схема энергетических уровней ионов хрома и неодима в кристалле граната. Все излучательные переходы осушествляются с уровня F3/2 неодима. При этом переход F3/2 Vn/2 на А,= 1,06 мкм сопровождается излучением наибольшей miieH HBHO TH. При комнатной температуре спектральная ширина излучения на этом, переходе составляет 6,5 см . [c.169]

Особое значение для металлургии имеют цветовые пирометры. Развитие некоторых их видов стимулировалось именно нуждами измеренил температуры открытой поверхности жидкого металла. Ввиду того, что расплавленные железные сплавы по своему излучению мало отличаются от серых излучателей, для них цветовая температура близка к истинной значительно больше, чем яркостная температура. Отличие жидких железных сплавов от идеальных серых излучателей состоит в том, что у них при данной температуре спектральный коэфициент черноты излучения несколько уменьшается в сторону длинных волн. Поэтому для них цветовая температура вообще несколько выше, чем истинная, причем тем более, чем больше длина волны излучения, в котором производится визирование. Для одной и той же длины волны (в видимом спектре) коэфициент черноты жидких металлов уменьшается при повышении температуры. [c.406]

В основу раздела 10 положена терминология, приведенная в Международном светотехническом словаре [ 1]. При этом в раздел включены относительно новые термины псевдосерый излучатель ,. тсевдочерный излучатель , энергетическая температура , спектральная температура и даны их определения. В разделе 11 более расширенно трактуется термин оптический пирометр , который до этого использовался как синоним термина пирометр с исчезающей нитью . Этот термин предлагается отнести ко всем пирометрам, работающим в оптическом диапазоне спектра, В этом случае он будет логично дополнять термин радиопирометр , относящийся к пирометрам, работающим в диапазоне микрорадиоволн. [c.4]

Спектральные температуры нечерных тёл могут быть как меньше, так и больше истинной температуры этих тел в зависимости от спектральной зависимости их коэффициента излучения. Все спектральные температуры как черного, так и серого тела равны их истинной температуре. Спектральные температуры селективных излучателей также могут быть равны истинной температуре этих излучателей в зависимости от характера спектральной зависимости их коэф-. фициента излучения. [c.53]

В отечественной научно-технической литературе исгюльзовались термины "относкгельная температура [25, 26] и температура спектрального распределения [28], являющиеся синонимами термина спектральная температура . [c.53]

Температура спектральная Температура спектрального распределения Температура сублимации Температура термрдин мическая [c.70]

Определить излучател11ную способность поверхности Солнца, если известно, что ее температура равна 5700° С и условия излучения близки к излучению абсолютно черного тела. Вычислить также длину волны, при которой будет наблюдаться максимум спектральной интенсивности излучения и общее количество лучистой энергии, испускаемой Солнцем в единицу времени, если диаметр Солнца можно принять равным 1,391 Ю м. [c.185]

Предположим, что требуется найти излучательную способность изотермической полости, показанной на рис. 7.5. Величина, которую необходимо вычислить, представляет собой отношение спектральной яркости элемента стенки А5, визируемого в Р, к спектральной яркости черного тела при той же температуре. В свою очередь поток излучения, исходящий из в направлении апертуры а, состоит из двух частей потока, излученного самим элементом А5, и лучистого потока, отраженного тем же элементом А5. Первый зависит только от коэффициента излучения стенки и ее температуры и не зависит от присутствия остальной части полости. Отраженный поток, со своей стороны, зависит от коэффициента отражения поверхности элемента А5 и от лучистого потока, попадающего на А5 из остальной части полости. На значении отраженного потока сказывается влияние а, так как лучистый поток, который в замкнутой полости пришел бы от а в направлении А5, в рассматриваемом случае отсутствует. Именно этот эффект отсутствия падающего потока от а в потоке излучения, отраженного от А5, и необходимо вычислить. Следует также учесть, что отсутствует не только лучистый поток в направлении а- А5, но и лучистый поток от а в направлении остальной части стенок полости. Таким образом, лучистый поток, поступающий в А5 от всей оставщейся части полости, является несколько обедненным. Из всего этого должно быть ясно, что расчет излучательной способности такой полости никоим образом не является тривиальной операцией. Для строгого вычисления необходимо знать в деталях геометрию полости и системы наблюдения, угловые зависимости излучательной и отражательной характеристик материала стенки полости, а также распределение температуры вдоль стенок полости. Температурная неоднородность изменяет поток излучения полости в целом так же, как и наличие апертуры, но с некоторым дополнительным усложнением, которое состоит в том, что изменение потока [c.327]

В прецизионных измерениях спектральной яркости необходимо обеспечивать определенное положение и размер наблюдаемой площадки на ленте. Это вызвано тем, что избежать градиентов температуры и упоминавшихся выше вариаций излучательной способности от зерна к зерну невозможно. И хотя подробности распределения температуры вдоль ленты зависят от ее размера, теплопроводности, электропроводности и полной излучательной способности, результирующее распределение вблизи центра не должно сильно отличаться от параболического. Такие отличия, как это наблюдалось, возникают из-за вариаций толщины ленты и существенны для ламп с широкой и соответственно тонкой лентой. В газонаполненной лампе с вертикально расположенной лентой максимум смещается вверх от центра вследствие конвекции. В вакуумной лампе к заметной асимметрии распределения относительно центра приводит эффект Томсона. Наиболее высокая температура в вакуумной лампе всегда близка к отметке на краю ленты. На рис. 7.23 показаны градиенты температуры, измеренные при двух температурах на ленте лампы, конструкция которой приведена на рис. 7.19. Температурные градиенты на лентах газонаполненных ламп несколько больше, чем градиенты, показанные на рис. 7.23, и имеют асимметричный вид из-за конвекционных потоков. Конвекционные потоки существенно зависят от формы стеклянной оболочки и ее ориентации по отношению к вертикали. При некоторых ориентациях яркостная температура начинает испытывать весьма значительные циклические вариации с периодом порядка 10 с и амплитудой в несколько градусов. Перед градуи- [c.359]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...