1、思考題:1. 冬天，隔著玻璃曬太陽感覺更暖和，為什么?因為普通玻璃對太陽輻射的光幾乎完全穿透，而對常溫下室內物體的 紅外輻射阻擋在房間內2. 北方，深秋或者初冬季節的清晨，為什么樹葉總是在朝向太空的一面結霜?因為與背向太空的一面相比，樹葉朝向太空的一面須向太空輻射更多 的熱量，使其表面的溫度更低，所以更易結霜3o室溫下呈黑色的鐵棒在爐中加熱時，顏色漸呈暗紅.紅、橙黃，您知道為什么嗎？（隨著鐵棒加熱溫度升高，其輻射能量最大的波長向短波方向移動，即經歷了遠紅外線、近紅外線到可見光的區域）4 海水的顏色為什么總是藍色的？（這有海水的非灰性質引起的, 海水對不同波長的可見光吸收率不同，對藍色波長附近的

2、射線吸收 少，反射多）5. 置于室外的冷庫應該是什么顏色（深或淺）的比較好？（實用 淺色好。因為太陽輻射能量主要位于可見光范圍內，而普通物體輻射 的能量主要位于紅外線范圍內。冷庫外殼的作用是保溫,所以用淺色）例7-6 “善于發射的物體必善于吸收”，即物圖7-4例7亠5示意圖體輻射力越大，其吸收比也越大。你認為對嗎？解基爾霍夫定律對實際物依成立必須滿足兩個條件:物體與輻射源處于熱平衡，輻射源 為黑體。也即物體輻射力越大，其對同樣溫度的黑體輻射吸收比也越大，善于發射的物體，必 裨丁吸收同溫度下的黑休輻射c所以上述說法不正確。例7 - 8在波長入2的短波范圍內，木板的光譜吸收比小于鋁板，而在長波（入

3、2沖）范圍內則相反。在木板和鋁板同時長時間放在太陽光下時，哪個溫度高？為什么？解波長小于2 pm時太陽光的輻射能3t上要集中在此波段，而對常溫下的物體，其輻 射波長-般大于2 pm。在同樣的太陽條件下，鋁板吸收的太陽能多，而在此同時，其向外輻射 的能量卻少于木板（在長波范圍內鋁板吸收比小于木板，由基爾霍夫定律，其發射率亦小于木 板）c因此,鋁板溫度高。例7-9選擇太陽能集熱器的表面涂層時，該涂料表面光譜吸收比隨波長的變化最佳曲 線是什么？有人認為取暖用的輻射釆暖片也需要涂上這種材料你認為合適嗎？解 最佳的曲線應是在短波（如入3 pm）部分光諧吸收比a（a） = l,而在長波部分（入 3pm）,

4、a（a）=0,這樣吸收太陽能最多，而向外輻射散熱卻為零。對于輻射采曖器，其表面溫 度不高大部分輻射位于長波范圍，此吋a（a）=o.由基爾霍夫定律乂（入）= 0,反而阻礙其散 熱，因而涂上這種材料不合適。例710窗玻璃對紅外線兒乎不透明，但為什么隔若玻璃曬太陽卻便人感到暖和？解窗玻璃對紅外線不透明，但對可見光卻是透明的因而隔善玻璃曬太陽，太陽光可以 穿過玻璃進入室內，而室內物體發出的紅外線卻被阻隔在兩內，因而房間內溫度越來越高，因 而感到暖和。1解釋下列名詞：（1）輻射力；（2）黑體;（3光譜吸收比；（4）定向發射率；（5）蘭貝特定律;（6）基爾霍夫定律2. 試述熱輻射射線的波長范國，并說明理由

5、。3. 深秋或初冬季節的清展在屋面上常會看到結霜試從傳熱角度分析：（1）有霜出現的日子是否是晴天？（2）室外空氣溫度是否一定低于零度？4. 試對金晟工件在爐內加熱時工件表面顏色隨溫度升高而變化的情形作出解釋°5. 在地球軌跡（近似于一個橢圓）的各點，從太陽來的定向輻射強度是否相等"為什么？6. 結合玻璃的光譜輻射特性,解釋玻璃房的“溫室效應”現象。7. 試述工程實際輻射換熱計算中引入“漫射灰體”假定的合理性及重要意義。8. 太陽能集熱器表面涂有某種涂層，而使表面吸收太陽能的能力比本身輻射能力大若干倍，這是否與基爾霍夫定律相矛盾？9. 實際物休的發射率和吸收比分別與哪些因素有

6、關？10. 為什么太陽灶的受熱血要做戒粗穩的黑色表血，而輻射采暖板卻不涂黑色？11. 冋時將導電和非導電的圓球加熱到白熾溫度時試預測所觀察到的圓球外貌（即兗度 悄況）？12. 從改碑散熱角度，戶外變壓器外殼上的顏色應涂成深色還超淺色？13. 夏天，在陽光下以穿淺色衣服為好，而在鋼鐵廠的高溫車間，為什么工人們有的穿白 色工作服有的卻穿深色工作服？試從傳熱角度加以解釋。14. 為什么說“物體呈現不同的顏色是由于它選擇性吸收或反射”的緣故？15. 在有些場合，可用水幕或水霧形成的流動屏障來隔輻射熱，試解釋原因。（4） （5分）在太陽能熱利用中，總希望固體表面對太 陽光的吸收比g大，而其苓身的發射率e

7、小。假定：太陽為5 800k的黑體，而固體表面溫度為試寫出a及£的計算式，并說明它們雖然qhe卻不違背基爾霍夫定律，為什么?（2）你認為常溫下呈紅色的物體在常溫下紅色光的光譜發射率較其他單色光（如黃、綠、 藍等）的光譜發射率是高還是低？ 2. （5分）在煤粉鍋爐的爐腔中，煙氣溫度島達1 600c,但布優在爐腔四周的水冷抵背 （骨內有沸騰水流過）則仍安然無恙。一般碳鋼與低合金鋼只能耐420v的高溫，即使奧氏體 鋼也僅可耐550匸的溫度。為什么水冷壁處在這樣廐的煙氣溫度下仍可以安全工作？3. （5分）有人認為廣蟲輻射面既然沒有凈得失熱量它的存在也就對整個系統不起任何 作用”。這一看法對不

8、對？為什么？1，熱輻射的基本特點及其與導熱對流的區別2, 黑體輻射的基本定律（planck定律、sb定律、lambert定律） 及其定量計算3, 實際物體的輻射特性，發射率、吸收比的計算及基爾霍夫定律4, 角系數的特點、性質及其計算5, 表面熱阻、空間熱阻及有效輻射的概念6, 兩個及多個漫灰表面輻射換熱的計算方法7, 輻射換熱的強化與削弱8, 氣體輻射的特點及其應用一、定義：由于熱的原因發射電磁波的過程稱為熱輻射二、輻射換熱基本特點：1, 只要物休溫度"ok ,物體就有輻射本領2, 有實際意義的輻射換熱波長1輻射換熱的基本概念熱射線微米7射線探測x射線儀紫外線太陽的紅外線微波爐探傷燈

9、可見光探測儀3, 存在近程及遠程效應（近在咫尺，遠至天體）4, 存在熱動平衡（吸收和發射）5, 在高溫時更加重要，與 嚴?。海┏烧?, 存在著吸收，反射與穿透7, 物性隨波長和方向而變8, 無須任何介質，可以穿過真空和低溫區perso n3djc輻射通過低溫區向人體傳熱9.3氣泡力學；i1.泡核的生成泡核沸騰的f個明顯特征是在因體的衰面存在£3定的產生泡核的位置，氣泡只前在這些 位置形成。發生氣泡部分以外的固傑表面與液體直接接蝕，在此處從換熱面向液體直接傳 熱，此時，液體處于過熱狀態，尤其是在固體表面常近的薄層存在較大的過熱度。在液體形成氣泡時，需要供給氣液界面能雖才能使液體變成蒸

10、氣而發泡。如果液體過 熱，這種能匱由周圍的液休提供，產生氣泡所需的過熱度由表面張力控制。脫氣水和極其清 潔光滑的玻碉，缺乏產生氣泡核的場所，過熱度與范徳華（van der waals ）方程式計算 的值完全一致，并能得到相當離的過熱度。但是，當液體梯黔時，通常得不到如此高的過熱 度。為了產生氣泡，雖是微小的有效半徑（臨界半艮）的氣泡核（nucleus ）也是需要的。研究一個完全用液體包圈且與周圍處于平衡的氣泡。為了產生氣泡，氣泡內的蒸氣壓 只，必須比因表面張力而產生的液體壓力大5。表面張力所產生的界面壓力可由拉普拉斯（laplace ）方程式計算pq=p-p尸20(9-1 )式中，。為蒸氣與液

11、體之間的表面張力，斤為氣泡半徑的臨界值。氣泡內的伍力尸y至多等于 周圍液體溫度的飽和壓力其原因是包圍氣泡的液體表面具有凹形的彎曲。因此，該蒸氣 壓與液體平面的表面相比僅僅是尸降低了。這一關系可由湯姆遜（thomson ）方程式表示-瞥（ ）（ 9-2rc pl-p /式中，為飽和壓力，d和a分別為飽和洛液和飽和蒸氣的密度。除了臨界壓力附近，由于 d與處的差值大，所以非常小。只要刊化，即pjpcpc為臨界壓力），對于 pc來說，可以忽略不計。過熱度與氣泡之間的數學關系可由克拉修斯克拉派倫（clausius-clapeyron ）式結合 拉普拉斯方程式得到（9一 3）dp ldt7(c/k -uj

12、.)由于曲面的蒸氣壓滅少，對于此時的界面壓力來說可以被忽略。式（9-3 ）中，t為液體的 飽和絕對溫度，£為蒸發潛熱，及如為飽和狀態下的液體及蒸氣的比容。當假設只出現溫 差，式（9-3）中的微分dp和d7、可用差分和a7'替換。此外，對于來說，如可以忽略 不計。通過上面的兩個簡化，式（9-3）可表示為(9-3 )'若設bpfp”將式（9t）代入式（9-3） 則得到氣泡直徑的關系式為2attvytkt(9-4)在給出液休的過熱度af時，由于氣泡的生成，至少必須存在半徑的核，所以，式（9-4） 中的氣泡直徑又稱作軸界半徑（critical radius ）。. 由液體放出

13、的溶解氣體作為有效泡核是非常起作用的.但由于氣泡的脫離這些泡核又會 大部分被除去，因此，要使沸騰繼續進行就需要有其它的泡核。用顯微鏡觀察產生這些泡核 的固體表面，發現固體表面是不完整的，存在著凹槽式裂紋。普通的固休表面雖具有無數個 這種不完整處，但從所有這些地方不會都發生氣泡，從某處發生了氣泡，另外一些地方就不 會再發生代泡了。對于這一事實來說，一敵最可信賴的見綁是因為從表面凹槽或模槽中產生 了氣泡，即可以說在這種凹槽中一定存在著氣體。若假設這種見解是對的，凹槽的形狀能否成 為氣泡發生點則右潸璽要的關系。例姊 圖9-2 （a）示出的囲形賂 液體容易充滿淺凹札 再如用（b）那樣的具有圓錐形的圓形

14、底的凹槽b根據圓錐的頂角與固械間的接觸角的大 小，或許糧中鉆進氣體，或許被液體填滿。像圖（c）這樣狹小的深凹梢，因為缺乏接觸角 極小的液體，而液體又存在表面張力，所以，液體不可能完全填滿凹槽，發生氣泡需要的蒸氣 可以永久殘留。然而，對產生氣泡最佳的凹梢就像圖（d）那樣的擴大底部。即：具有圖 （c）和圖（d）這一類凹槽的固體表面上的液林在凹槽中與代相接觸，如果液體過熱，液體在 氣相中蒸發，氣相發生榜脹，在這種悄況下便足可以產生氣泡。在氣泡咸長過程中，泡核的物理條件取決于必要的過熱度。在低熱流密盛時，過泡柱僅 % 4輛著溫度t(k)的升高，出現飪單色鋤購的迦込逍 向移：頤感到輔射體的“危廃 生變化

15、-例如，在加熱鋼錠御，當溫度低于時ycw,觀察不到可見光輻射官即鋼錠顏色的 變化。但隨漫度的彳:斷升鳶,鋼錠將相繼呈暗紅、鮮紅、橘紅等 顏色，而當廻度超過1300七時，將出現所謂白熱。綜上所述，普朗克定律(詳見7和維恩定律拆出黑體的js匕射只與溫度有關，而且溫度毬離，短波射線所攜帶的能最越多。、根據上兩定律的計算結果表明，溫度不高于12恥二時，輻射總能 遢的go%以上將被波長為1 一20“g的紅外線所攜帶；溫度越高，不僅輻射力e越強,而且輻射能量分布的比重將更參地移向波長此,在除太陽1輻射總能量的90%范圍,2.討體材料表面的輻射。實紜上應用的固體材料都不是黑體，它們的輻射和吸收特性 不僅與溫

16、度有關，而且與林料的性質、表面的伏況以及顏色等諸 、因素有關。在工程上應用最廣泛的固體材料為金屬骸料和桂酸鹽 類的孝金屬材料。陰屬材料對于天射輻射的吸牧祐射是在表 面下很薄的一層內幾分之一徵米)進行的，因而其黑鷹與表面狀 況有著密切的關系。對于人眼不可見的薄氧牝層，或雜質膜層'或 表面粗糙度都能使黑度產生很大的變化。寰3二所列出的各種數據表明，較厚的氧化層可使黑度增大一個數量級。由亍很難準確 地描述表囲秋況，因此在各種手冊里所列出的同一種材料的童度 値有時涪別狼大，所以對于一些要求精確計算結果的場含.不得;不對材料表面的黑度值進行道接的測定。匾1報z 1雜頂邀謂遇是璽番戲3-3所示）；

17、但鋰近匹豊黑 小.直至b=90°時黑度值為零。漏而增大。例如，當溫度超過i _ g9u列犒況下，股收率才會與黑度相等：（1）入射黑體輻射的溫度與吸收表面的溫度相等。（2）單色黑度與波長無關。這種單色黑度與波長無關的物（3）單色黑度與溫度無關。自然界中并不存在灰體，實際物體在紅外波長范圍內，可以 蚯似地看作是灰體，為了使工程中的揭射換熱計算簡化；不但把物體當作灰體，而且認為表面的輻射性質與方向無關這種輻射 稱為漫射。對于這種漫灰表面，基爾靈夫定律可表達為(3t)工程材料可當作漫輻射表面，所以在紅外波長范圍內可將工程材 料近似地當作漫-灰表面。因此，在工程輻射換熱計箕中2只要可以近似地認

18、為，固體表頁曲幫射貓翔射源表面和吸收表面之間的溫度相差不過份懸殊，還耳可以應 用式（3-9）,即認為物體表面的黑度與吸收率相等。這律一來, 葷把問題大大簡化了一步。也就是說， 些逹甄竺表面的輻射特性，也了解了塞 括來說，在工程計算收特性只取決于表面麗廂減瓦一、普朗克定律普朗克從量子理論岀發，確定了黑休的單色輻射力同波長和 溫度之間的關系式e 人氏 一c；游一、w/(e“ni)(52式申 x菠丘，即1t物體的絕對溫捜，kcj常數，為3.743x low./iinym2常數，為 m39xl0m.ko式(5-2)如圖54所示。從圖中的曲線町以看出:(1) 在一定溫度下，e屮隨波長的變化，存在著極犬値

19、。此扳大值的位置隨著溫度升高向短波方向移動。相應于極大值的波論和絕對溫氏的關系為xt2-89mm.k(5-3)此式稱為維恩定律。(2) 在-般溫度下，例如tw2oodkh4黑體輻射的能彊主耍集中在波長人=匚0 6屮n的范田內，即集中在紅外線范國內，其它波長范團內的能適，相對來說比較小，可以忽略。隨著 溫度的升高，能址的集屮區域向短波方向移動，酋先是移向可見 光線和紫外線范圍，所以在1000-2000k范圍內，隨著溫度的 升高，物體的顏色將從暗紅色、亮紅色、黃色變為克白色。當溫 度高于3000k,可見光范圍內的能量相當可現。例如太陽表面溫 捜約為6000k,它軸射岀的能量約有50%集中在可見光和

20、紫外線町以指出，買際物體的光諸狷射刀抵渡氏対飾旳現佯t肯陽兄疋律小同，但定性上是一致的：在加熱金屬時可以觀察到：當金屬溫度低于500 v 時,由于實際上沒有可見光輻射，我們不能覺察到金屬裁色的變化但隨著溫度的不斷升高，金屬將相繼呆現暗紅、鮮紅、桔黃等顏色”當溫度超過1 300 v時將出現所謂白熾、金屬在不同溫度下呈現的各種瀕色，說明隨著詛度的缺窩一執罐射中町饑* a n(見茫屯超波血比御不斷增加:立體角的單位為sr(球面度)。參看圖7-&若取整個半球的面積為4“則得 立體角為2兀欽;若取微元面積cm。為切割面積，則得微元立體角(7 - 14)參照圖7-9所示的幾何關系，da<可用

21、球坐標中的緯度微元角d9和經度微 元角d鄉表示為d4c = rdd rsin 6d(p圖7=8立體角定義圖將此式代入式(744),得(7-15)dg = sin dd0d(p任意微元表面在空間指定方向上發射出的輻射能量的強弱，首先必須 在相同立體角的基礎上作比較才有意義c但這還不夠，因為在不同方向上所能看到的輻射面積是不亠樣的。參看圖710,微元輻射面da位于球心圖7四 計算微元丈體角的幾何關系圖770定向輻射強度定義圖底面匕，在任意方向p看到的輻射面積不是da，而是dacos矢所以不同方向上輻射能量的強弱,還要在相同的看得見的輜射面積的基礎上才能作 合理的比較。我們把單位時間、單位可見輻射面

22、積、單位立體角內的輻射能 量稱為酬畏贈虞，記為/八 據此,與輻射面法向成&角方向上的定向 輻射強度l(6)符號表樂l 一般地說是&的函數為定向輻射強度的缸位是w/ (n?sr)。黑體的定向輻射強度有什么規 律性呢？理論上可以證明黑體輻射的定向輻肘強度與方向無關，也就是 說,在半球空間的各個方向上的定向輻射強度相等：(7-17)定向輻射強度與方向無關的規律稱為蘭貝特定律(lambert)。黑體輻射是-x-z'x-z符合*貝持定律的，對于服從蘭貝特定律的輻射，按式(746).(747)有d® xtdadnleos 9(7-18)上式表明單位輻射面積發出的輻射能，落

23、到空間不同方向單位立體角內的 能髦的數值不等，其值匸比于該方向與輻射面法線方向夾角的余弦，所以蘭 貝待定律又稱金盛建。余茲定律表明，黑體的輻射能在空間不同方向的 分布是不均的：法笏向最大，切線方向為零。對于服從特定律的輻射，其定向輻射強度l和輻射力e之間，數 值上存往肴簡單的倍數關系"將試(71x)兩端各乘以d0,然后在整個半球 范圍仃” 2k)積分，即得輻射力e:l cos 6d(2q =2“將式(7-15)代入上武得e l cos osin 8d9d<p(7-19)=l dyj sin 8cos odd j<t=o二 jl«因此，遵守蘭貝待定律的輻射，數值上

24、其輻射力等于定向輻射強度的次倍。 現在，我們對黑體輻射的規律性作一個小結。黑體輻射的輻射力由斯 次藩-玻耳茲曼定律確定，輻射力正比例于熱力學溫度的四次方'黑體輻射 能量按波長的分布服從普朗克定律，而按空間方向的分布服從蘭貝特定律; 黑體的單色輻射力有個峰值，與此峰值相對應的波長am由維恩位移定律確定，即隨著溫度的升髙mm向波長短的方向移動。2. 實際物體的吸收待性(1) 實際物體的吸收比。0(入，丁必(入，丁2)eu(t2)daa = f(t9t2.表面1的性質表面2的性質)jo e(a,t2) ew(t2)<1a可以看出，實際物體表面的吸收比不僅取決于吸收表面的溫度丁1和表面狀

25、況，還取決于投人 輻射表面溫度t2及其表面狀況。(2) 實際物體的光譜吸收比aq)對投人輻射波長貝有選擇性，即a。)與a有關,參見教 材圖16, 7- 17?，F實世界中的五蘆六色止是物體選擇性吸收與輻射的緣故，曖房效應正 是利用玻璃對太陽光與常溫物體輻射能選擇性吸收的緣故。然而，物體的光譜吸收比與投入 輻射的波長有關這-待性給丄程輻射換熱計算帶來較大的不便。1e因為如此引人了灰體 的概念c3灰體(1) 灰體定義：光譜吸收比與波長無關的物體稱為灰體，即aq)為常數。(2) 只要在所研究的波長范圍內a(入)基本上保持常數，即可當作灰體處理。工業上經常 遇到的熱輻射，溫度在300 -2 000 k之

26、間，此時絕大部分能最位于波長為0.7620 /rn之間 的紅外區域，而在此范圍內，將大多數工程材料當作灰體處理所帶來的誤差可以忽略。讀者可 結合教材7-22題來理解這一思想。4.實際物體發射與吸收之間的關系基爾崔夫定律當-實際物體在同溫度下的黑體處于熱平復時，可以證明e(t) = a(t)o而對漫射的灰 體，即該表面在方向上的帝射強度符合蘭貝待定律，光譜吸收比在波長方面滿足a(a)- cow,可以證明恒有a(a,t) = (a,t)o7.2重點與難點*7.2.1熱輻射基本概念及黑體輻射基本定律1. 熱輻射基本概念讀者應看重掌握以下兒點：(1熱輻射是指物體由于熱的原因發射電噬波的過程°

27、任討論包括太陽輻射在內的輻射 換熱問題時，有實際意義的波長范蛋是0.1100 pm,而討論溫度低于2 000 k的溫度范圍 時，有意義的波長范圍是0.38-12 mm(bp紅外線區域)。對工程實際的大多數問題來說熱輻 射特性主要是紅外線的特性，因此不能用可見光的理論和知識來解釋°例如對町見光來說，普 通玻璃是透明體，而對紅外線來說卻是不透明的；白雪對可見光來說其反射比很強，吸收比很 低，但對紅外線來說，反射比卻很低，等等。(2) 固體和液體的輻射和吸收是衽物體表面上進行，而氣體輻射卻在整個容積中進行。 由此對固體和液體在研究輻射和吸收待性時，均只研究半球空間。住研究水在管內作單相介

28、質對流換熱時，不考慮水與管子內壁之間的輻射換熱，而在鍋爐爐膛內煙氣與爐膛壁之間除了 存在對流換熱外，還有輻射換熱。(3) 黑體的定義是吸收比為1的物體，它是研究輻射換熱時最重要的簡化模型，實際物體 的輻射與吸收都以黑體為參照對象。黑體模型是帶有小孔的溫度均勻的空腔，空腔內壁材料 的吸收比可以小于i,但小孔面積占整個空腔內表面積的比例應足夠小。在相同溫度的物體 中，黑體的輻射能力和吸收能力都是最大的?！奥潴w”和“灰體”是輻射換熱研究中的另外兩個重要模型°漫射體是指輛射特性與 方向無關的物休，而灰體是指光譜吸收比a(入)與波長無關的物體。2. 斯肚藩玻耳茲曼定律此定律表明，黑體在單位時

29、間內、單位表面積向半球空間所有方向及全部波氏范圍內向外 發射能量的總和（黑體輻射力eh）,正比于熱力學溫度的四次方，即ebe/t4。注意尸二的單 位足w/m2o3. 普朗克定律和維恩位移定律普朗克定律足描述黑體的光譜輻射力e&隨波氏變化的規律。此時eu=/（a.t）,某 溫度t的曲線與橫軸（圖7-1）之間的面積代表了該溫度下的黑體輻射力eb。并冃溫度越 高，曲線的峰值越往短波方向移動，某溫度t與對應的使光譜輻射力eg達最大值的波k 入皿之間的乘積保持為常數，這就是維恩位移定律。很據這一定律，讀者應能解科為什么隨金 屬溫度升高其表血顏色從暗紅逐漸變白的原因。4. 黒體輻射函數黑體輻射函數

30、fwo-a）表示m-ju度下物體在0-入波長范圍內的黑體輻射能占同溫度f 黑體輻射力的百分比。讀者應熟練拿握這一函數的應用。這函數不僅可用于計算黑體輻 射，還可用于實際物體的輻射計算。瀆者町結合7.3節中例714和7 - 15加以理解°5. 蘭員待定律蘭貝待定律所描述的是黑體輻射能最在半球空間不同方向上的分布規律，讀者應注意此 時是指半球空間某一指定方向全部波長能量的分布規律"在不同方向上能量的比較只有在 相同的立體角的基礎上才有意義。蘭貝待定律衷明雖然黑體輻射沿半球空間各方向的能量 （即定向輻射力）不相同（沿表面法線方向繪大，切線方向最小）,但其定向輻射強度卻相同。這 主

31、要是由于定向輻射力的定義式中強調的是輻射表面的面積，而定向輻射強度中用到的是可 見輻射面積。所以表面法線方向輻射能最大，其可見輻射面積亦最大；而切線方向輻射能為 零，具可見輻射面積亦為零。因此，無論從那個方向其定向輻射強度為常數。讀者可將黑體 定向輻射強度理解成燈泡的“亮度”，無論從哪個方向看，燈泡的亮度應該是一樣的°由于定向 輻射強度與方向無關，故將這種表面稱為漫射表面。注克，具有漫射特性的表面并非定是黑 體表面，只要定向輻射強度與方向無關。7.2.2實際物體的輻射特性1. 實際物體的發射特性實際物體的發射特性只與其自身狀況（表面溫度、表面狀況及表面材料種類）有關c金屬 和非金屬表

32、現出不同的輻射特性。前面已經指出，實際物體輜射換熱與輻射波長和沿方向的 分布待性有關，因此對實際物體的兩種簡化處理在分析輻射換熱時很有用處即灰體和漫射 體?；殷w是光譜吸收比a（a）為常數的物體，由基爾霍夫定律，當滿足漫射表面假定時, a（att） = e（a,t）o實際物體的e,（a）. w（0）與黑體和漫射灰體的相應值定性描述在圖7-2（a）,（b）,（c） 中。圖7-2（a）中實際物體光譜輻射力e,曲線與橫軸之間的陰形部分面積與黑體（-1）曲 線與橫軸之間的面積之比即代表了實際物體的總發射率o理解實際物體的c,e（a）, “0）時需注意以下幾點：（1）物體的發射率只取決于物體的表應特性（物

33、體的種類、表面狀況和溫度），而與外界條 件無關；圖72實際物體(<?)示意圖(a) £(對應 e); (b) e(a); (c) e(6)(2) 對同種材料而言,一般有e至驗面£曇光面；£氧化衷面£非氧化面c(3) 對光滑表面的物體-0.95 s，表面粗糙的物體=0.98 s，工程中般假定£(&) = s = 即表面滿足蘭貝特定律，但對高度磨光的金屬表面£ = 1.20$。注意：教材表7-2列 出的是一些常用材料的殆值。(4) 由教材表7-2,大部分非金屬材料的發射率較高，一殺£=0.80.9。(5) 實際物體

34、輻射力并非嚴格與t4成正比(金屬略高，氣體略低)，但通常仍用t4表示, 而把其他夏雜因素歸于£中。(6) 無論對金屬和非金屬導體在表面法線方向人約0 = 060°范圍內的定向發射率均保 持為常數，而表面發射的輻射能絕大部分集中在這-區域，因此，通常認為金屬表面和非金屬 表面均為符合蘭貝特定律的漫射表面。2. 實際物體的吸收特性實際物體的吸收比不僅取決于其自身的表面特性(溫度，材料，裘面狀況)還取決于投射 輻射沿波長的分布情況c這就決定了實際物體的吸收特性遠比發射蒔性復雜。讀者應充分理 解為什么實際物體的吸收比對波長具有選擇性，以及如何利用這特點來解釋日費生活及工 稈實際的有

35、關現象c灰體正是對實際物體的吸收比進行抽象簡化后的理想模型，灰體的光譜 吸收比與液長無關，即a(a) = a=數。對灰體的理解，只要在所研究的輻射能覆證的波長 范圍內山(入)保持為常數即可，而不必追求對所有的波長都嚴格成立。此外，在用實際物體吸 收比對波長的選擇性解釋現實世界的五彩繽紛時，應注意物體的顏色可能是由于其本身溫度 高而發光造成的(如鐵塊在煉鋼爐中燒紅的情形)，另一種可能是物體由于溫度低其本身并不 發光，但會反射或吸收投入的可見光(如常溫下物體呈現紅色即是由于物體對投入的可見光中 紅光反射較多的緣故)。3. 基爾霍夫定律基爾霍夫定律將實際物體的發射率與吸收比a聯系起來。對實際物體,a

36、(t) = e(7') 要求該物體在與黑體處于熱平衡時成立而對漫射灰體而言，則恒有a(t) = (t),而并不需 要附加條件，這也是引人灰體境念的好處。因此在輻射換熱計算時，只需知道a和£任何一方 的信息即可。基爾霜夫定律是本章的重點和難點，理解時應注意以下幾點：(1)基爾霍夫定律的三種不同表達式及其成立條件。a(7 )-(t)漫射的灰體或與黑體處于熱平衡；a(a,t) = e(a,t)漫射表面； a(a/d = (a,t)任何表面(無條件)。(2) 研究有太陽輻射的悄形時不可輕易利用匕(入)二£(入)這一條件。因太陽輻射不能作 為灰體。(3) 對漫射灰體:a(t)

37、 = e(t)，表明同溫度下黑體輻射力最大善于發射的物休必善于 吸收。對黑體 = a = lo(4) 引入基爾霍夫定律后，物體的發射率與吸收比被聯系在一起，由于物體的發射率只取 決于自身的溫度及表面狀況，因此一般文獻中只給出發射率的數據，而不給吸收比的數據。由 前面的討論可知,大多數工程材料均滿足“漫射的灰體”的假定。本書第8章討論的輻射換拔 計算一般基于這一假定。7-4實際物體的吸收比與基爾霍夫定律本節討論實際物體的吸收特性及吸收比與發射率之間的關系。單位時間內從外界輻射到物體單位表面積上的能量稱為該物體的坯 通逆°物體對投入輻射所吸收的百分數稱為該物體的吸收比。實際物嶽 莎矗比a

38、取決于兩方面的因素：吸收物體的本身情況和投入輻射的特性。 所謂物體的本身情況，系指物質的種類、表面溫度和表面狀況。由此可見, 物體的吸收比比起發射率來更為復雜c物體對某-特定波長的輻射能所吸收的百分數被定義為光譜吸收比,記為a（a）o圖7-16.7-17分別示出了金屬導電體和非導電體材料在室2 下光譜吸收比隨波怏的變化。有些材料，如圖7-16中磨光的鋁和磨光的 銅，光涪吸收比隨波長的變化不大但另-些材料，如圖747中的白瓷磚,在波長小于2 pm的范圍a（入）小于02,而在波長大于5的范圍a（a）卻高t0.9.a（a）隨波長的變化很大。圖7-16金屬導電體的光諸吸收比同波氏的關系圖717非導電體

39、材料的光譜吸收比同波長的關系物體的光譜吸收比隨波長而異的這種特性稱為物體的吸收具有選擇 性“在工農業生產中常常利用這種選擇性的吸收來達到一定的目的°梢物 與疏菜栽培過程中使用的暖房就利用了玻璃対輻射能吸收的選擇性當太 陽光照射到玻璃上時，由于玻璃對波長小丁 2,2卩m的輻射能的吸收比很 小，從而使大部分太陽能可以進入到暖房。但暖房中的物體由于溫發較低, 其輻射能絕大部分位于波長大r 3 pm的紅外范圍內而玻堆1 i '波k人 于3mm的輻射能的吸收比很大，從而阻止了輻射能向暖房外的散失炸 接工人在焊工件時要戴上-副黑色的眼鏡，就是為了使對人體有害的紫外 線能被特種玻璃所吸收。

40、特別值得指出，世上萬物呈現不同的顏色的匚要 原因也在于選擇性的吸收與輻射。當陽光照射到一個物體表商上時如果 該物體幾乎全部吸收各種可見光它就呈黑色；如果兒乎全部反射町見比, 它就呈白色;如果幾乎均勻地吸收各色可見光并均勻地反射各色可見光，它 就呈灰色；如果只反射了 -種波&的可見光而幾乎全部吸收了其他可也光、 則它就呈現被反射的這種輻射線的顏色"但是,實際物體的光譜吸收比對投入輻射的波怏有選擇性這霧實卻 給輻射換熱的丁稈計算帶來很大的閑難:：.因為，物體的吸收比除與片身表 面的性質和溫度（tj有關外還與投入輻射按波長的能量分布有關投人 輻射按波長的能量分布又取決于發出找人輻射

41、的物體的性質和溫度八）： 因此，物體的吸收比要根惦吸枚方和發出投入輻射一方兩方的件質和源 度來確定設下標1、2分別代表所研究的物體及產生投人輻肘的物休則 物體1的吸收比可按定義寫岀如下：s(a,7)eu(72)daa(a,tl)e(a/l2)eu(7)daj （）=f（，丁2,表面1的性質，表面2的性質23a如果投入輻射來自黑體則物體的吸收比可以表示成i a（a,t|）eu（t2）dahu入aa(at7)ew(t2)da= /（7/r2,表面 1 的性質）（.7 23b）對定的物體，其對黑體輻射的吸收比是溫度7t /r2的函數八若物體的單色 吸收比a（attj）和溫度心已知側可按式（7-23b

42、）計算出物體的吸收比找 中的積分可用數值醫或圖解法確定°圖718示出的一些材料對黑體輻射的沸騰換熱計算式一大容器和核態沸騰h = c嚴瀘c = 0.1224 爐疋）注意：1 ）通用的公式誤差甚至可達100%2 ）往往不是熱阻主要部分，對k影響不大務槪=pvfsy（pi-pv）1/41/4a = 0.62三膜態沸騰的關聯式 注意：必和尸的值由飽和溫度決定定性溫度特征長度:管子外徑d如果加熱表面為球面，則系數為0.67影響沸騰換熱的因素一不凝氣體強化換熱，h上升，（氣體溢岀，氣泡的胚芽）但不可以作為強化換熱手 段二過熱度在核態沸騰起始段，h上升三液位高度只有低液位的沸騰強化換熱，h上升四

43、重力加速度研究微重力（或若接近零重力場）1）落塔實驗2）航天e機試驗五沸騰表面結構6.2重點與難點6.2.1餐結換熱i 疑結換熱現象與恃點掌握凝結換熱的產生條件是壁兩溫度低于蒸氣的飽和溫度。兩種凝結換熱形農（珠狀凝 結及膜狀凝結）的特點，熱量傳遞的規律。雖然球狀凝結換熱強度遠高于膜狀凝結，但不能持 久c2. 豎壁膜狀凝結分析解努塞爾對層板膜狀凝結的分析解是基于9條假定，其中最重要的兩條假定是忽略液膜慣 性力及認為液膜內只有導熱作用，沒有對流作用。這些假定使通過液膜的熱量傳遞只有純導 熱，從而要獲猖局部表面傳熱系數,只需獲得該處液膜厚度的表達式。3膜狀凝結的工程卄算注意對竪壁來說,需胃斷re數是

44、在層流，還是湍流范圍,且由于re數為待定準則因而 常常需要校核。而對水平管束，則一般在層流范圍。還應注意特征長度和定性溫度的選取。4. 膜狀凌結的影響因素讀者應拿握膜狀凝結的影響因素，尤其是不履結氣體和蒸氣流速的彫響機理：5. 凝結換熱的強化讀者應了解屣結換熱強化一般發生在當凝結熱阻是傳熱過程分熱阻的主要環節時，采取 強化措施能收到較好的效果。強化的原則主要是破壞或減薄液膜層厚度，或加速已凝結灌膜 的排泄。所有的強化措施都是圍繞這一原則進行的。6.2.2沸騰換熱1. 沸騰換熱待點讀者應能區別飽和沸騰和過冷沸騰，大容器沸騰和強制對流沸騰。沸騰換熱作為相變換 熱中汽化的一種方式，與蒸發是有區別的，

45、前者是在液休內部加熱面上形成汽泡的熱量傳遞現 象，只有在加熱面溫度高于液體飽和溫度時才會發生；而后者是發生在液體界面上的汽化現 象，它在任何溫度下均可發生。汽化核心數是衡量強化沸褥換熱表面的重要參數。2. 大容器飽和沸騰曲線讀者應寧握大容器飽和沸騰曲線隨著壁面過熱度zn 的增高，會出現四個換熱 規律不同的區域及其特點。其中孩態沸騰區是工業中的理想工作區域其溫差小換熱強。3. 沸騰換熱的兩種加熱方式引起沸騰換熱可有兩種加熱方式，即控制熱流和控制壁沒。壁溫可控的情形如利用管內 蒸氣加熱管外液體產生沸騰，此時，改變管內蒸氣的壓力即可改變加熱壁溫。參見圖6-2,可 以發現，當壁溫可控時，熱流密度q的大

46、小受沸騰側換熱情況的影響很大，在過渡區，熱流密 度甚至隨加熱壁溫的升高而降低。熱流密度可控的情形如電加熱，通過改變加在電阻一定的 電熱絲兩端的電壓，即可起到改變加熱熱流密度的作用。參見圖6-3,當熱流密度可控時，熱 流密度取決于外部施加的條件，而與梆強換熱的表面傳熱系數無關。4. 臨界熱流密度9“的意義由于孩態沸騰趁工業中的理想工作區域，因而締定臨界熱流密度具有十分重要的意 義。對熱流可控的情形，熱流q與人無關當熱流密度稍超過務乜值工況將沿gg虛線跳至穩 定膜態沸騰線，&將猛升至近1 000c,如圖63所示?？刂苂vg®,可以保證設備安全運行 而不致燒毀"而對壁溫可

47、控的情形與-對應熱流g與/1有關，工程上選擇zv<azel可 以保證設備處于較髙的傳熱效率。5沸騰換熱的工程計算沸騰換熱的計算公式其擬合誤差一般較大，這主要是由于梆騰換熱過程本身機理比較復 雜，它與加熱表面的狀況往往有很大關系。讀者在使用公式時，應注意各物理量的單位。6. 關于汽化核心的分析讀者應結合汽化核心的概念對沸騰換熱的機理有所了解，了解汽泡的生成、長大、脫離、破 裂等規律以及與大容器飽和沸騰曲線各區域的關系。7. 沸騰換熱的影響因素及強化讀者應了解影響彿騰換熱的因素及強化沸騰換熱的基本思想和強化方法。強化沸騰換熱 的主要出發點是增加壁面汽化核心的數目，因而對沸騰表面進行特殊加工，

48、能起到強化傳熱的 作用。汽泡的生成、長大和上升需要滿足一定的條件。理論上，發 生相變時，液體僅需處于相應壓力下的飽和溫度乩但實驗證實, 沸騰時液休溫度口應略高于i也即液體需略有過熱度。所需過熱 度與液體種類和沸騰強度有關.圖5-8示岀常壓下和熱流密度q= 22400w/e2時水在大容器內沸騰的溫度分布。由圖可知，為了在 壁面上產生汽泡，壁面上的過熱度要高于91匸。一般情況下，汽泡將首先在過熱度最高的加熱面上形成，但 并非加熱面上任一處均可生成汽泡。產生汽泡的地點稱為賞竝 住，它是加熱面上有刻痕、凹穴或小裂紋處。這些地點或薛亦 菽面積較大，或由于對汽泡生成能起一種依托作用，或由于原來 底部就已存

49、在有部分氣體，而有利于汽泡生成。但值得指出的是,從力的角度來看，汽泡的內外壓差應和作用在周邊上的表面張力相平衡（如圖5-10所示人hrupp 一 p) =式中？。汽-液界面上的表面張力，n/m,相應于飽和溫度兔下的液體壓力，pa；偽汽泡內部壓力，pa,由上式可知，汽泡內的壓力為就 大于沸騰壓力pi.飽和壓力和飽和溫度相對應。這就說明，與汽泡內壓力仇相對應的溫度6應大于與沸騰壓力巾相對應的飽和溫度乩另一方面，從熱平衡角 度則應有圖5-10汽泡上的力平衡若兔切則熱量由汽泡傳給液體，使汽泡中的一部分蒸氣重新凝結為液體，汽泡將逐漸縮小。反之，若爲v厶則汽泡直徑將增大。所以，汽泡既不長大也不縮小的條件是

50、5 =以 前已述及， 即有"小 這說明液體需具有一定的過熱度。另一方面，由于汽泡直徑增大，汽泡內的壓力仇將降低，與仇相對應的兔也將降低。但隨著汽泡上升，四周液體的溫度將隨髙度的增加而降低。若在上升過程中勺已低于相應壓力下的飽和 溫度，則汽泡將最終消失，這就是所謂過冷沸騰。反之，若液體有足夠高的過熱度，則汽泡就能直上升到液體表面而逸岀，這就是飽和沸騰的情形。在沸騰過程中，正是由于汽泡在汽化核心上不斷生成.長大、跌離，冷液體不斷沖刷壁面，因此不僅在壁面附近液體存在有強烈的擾動，當汽泡生成頻率校高時，汽泡會形成汽柱而在整個液體中形成強烈的擾動。這就是沸騰時換熱強度極高的原因。二、液體在大容

51、器內沸騰時的沸騰曲線表達沸騰換熱時的熱流密度q與加熱面和液體間的溫度差圖5-11水的沸騰曲線3 =仏一氏之間變化關系 的曲線（g&曲線）稱為 沸騰曲線。例如，圖5-11 麻麗騰曲線.表示水同流體，沸騰曲線的趨勢在1個大氣壓力下由加熱 器加熱時g與az的變化 關系。對于不同壓力和不是相似的。由圖可知，整個沸騰曲線可分為四個區左自然對流沸騰區1-一加熱面溫度較低，液體的總體溫度低 于相歳齊贏麗度，雖在加熱面上有汽泡產生，但這些汽 泡大部分不能長大、躍離，即使有個別汽泡能躍離加熱面，也會 在中途消失，而且汽泡數量較少，液體的運動主要取決于自然對流效應對于無相變的自然對流換熱來說，換熱系數住與

52、4的1/4 或1/3次方成正比；由牛頓冷卻公式，熱流密度g與山的5/4或 4/3次方成ie比。在自然對流沸騰區t與口值要比無相變自然對流換熱時略大。建缺嵯愆隨著&的增大，汽泡不斷產生、躍離、長 大而站藥s贏面。此種沸騰稱為孩歪翹。由于加熱面上汽泡 數冃較多，汽泡在躍離時，促使近簸帝新壁面，上升時又在 液體中產生擾動，故a及q均有較大增長。此時熱傳遞的途徑主要 是熱量先直接由壁面傳給液體，再由槪體傳給汽泡。曲線上點左為一拐點。區常稱為孤立汽泡區。在此區汽泡尚未連成片。此 時.a與&的2或3次方成正比，g則與&的3或4次方成正比。在 bc區域內，由于汽泡之間的相互結合和干擾

53、，以致近壁液體的運 動受到抑止，因而從點b起q開始下降，但q值卻因z的增大而 依然增加。終點c的換熱系數q超過10$w/ (m2"c),熱流密度g 高達2w/n?以上。過點c后，部分壁面已交替地為汽膜所覆 蓋。由手氯斎憶a和q下降。因汽膜的形成和破裂很不穩定，本 區域屬于核態沸騰和膜態沸騰同時并存的aggm，嵯遴舷jy當溫差&繼續增關站h泡迅速形成并 結合弦喬汽膜覆蓋，產生穩定腹態沸騰。此時，因汽膜外 表面波動和膜內輻射作用逐步增強，換熱系數4尤其是g,又隨 &的增大而迅速上升。由圖5-11可知，點c與點e的熱流密度q®相等。熱流密度達 后八欲再度提高，則溫

54、差需增至以上。此時壁面溫度可能 超過金屬材料的熔化溫度，所以通常稱點c為臨界熱痣密度點。 對于臨界熱流密度值g訃的計算，工程上有重要意義。6-6影響沸騰換熱的因素沸騰換熱是我們所討論過的換熱現象中影響因素最多、最復雜的換熱 過程實驗關聯式與實驗點之間的離散度、不同實驗關聯式之間的偏差也相 當大本節中僅就影響大容器沸騰的主要因素展開討論，著重介紹如何從 表面結構對沸騰換熱影響的角度來設計強化沸騰換熱的表面。1. 不凝結氣體與膜狀凝結不同，溶解于液體中的不凝結氣體會使梆騰換熱得到某種 強化°這是因為，隨著工作液體溫度的升高，不凝結氣體會從液體中逸出,使壁面附近的微小凹坑得以活化，成為汽泡

55、的胚芽，從而使g&沸騰曲 線向著x咸小的方向移動，即在相同的d下產主更高的熱流密度，強化 體注人不凝結氣體，否則它們一經逸出，也就起不到強化作用了了換熱個但對處于穩定運行下的沸換熱設備來說，除非不斷地向工作液2過冷度如果在大容器沸騰中流體上要部分的溫度低于相應壓力f的飽和溫 度，則這種沸騰稱為對于大容器沸騰，除了在核態沸騰起始點附 近區域外，過冷度對贏蘇的強度并無影響。在核態沸騰起始段，自然對 流的機理還占相當大的比例，而自然對流時h，即$（工評- “）小因而過冷會使該區域的換熱有所增強。3. 液位高度在大容器沸騰中，當傳熱表面上的液位足夠高時，沸騰換熱表面傳熱系數與液位高度無關,本章

56、以前介紹的計算式都屬于這種形式。但當液位降低到一定值時，沸騰換熱的表面傳熱系數會明 顯地隨液位的降低而升高3;。這一特定的hi液位值稱為臨題食。對于常壓下的水，其值 約為5鈾騰衽熱管及電子器件冷卻中有重要的應用。6-16中給出了文獻32中的三條實驗曲線，實驗介質為一個大氣壓下的水。賣力加速度隨著航空航天技術的發展，超重力及微重 圖6-16腋位高度的侈響 力情況下的傳熱規律的研究近幾十年中得到很大的發展。關于重力場對沸騰換熱的影響，現有的研究成果表明，在很大的變化范圍內重力加速度幾乎對核態沸騰的換熱規律沒有影響（從重力加 速度為0 jom/s2 直到100x9.8 m/s2）122但重力加速度對液體 自然對流則有顯著的影響（自然對流隨加速度的增加而強化）。在零重力場 （或接近于零重力場）的情況下，沸騰換熱的規律還研究得不夠。5.沸騰表面的結構前已指出，沸騰表面上的微小凹坑最容易產生汽化核心,近幾十年來強 化沸騰換熱的研究主要是按照這一思路進行的。現已經開發出兩