Emissiivisyys
In säteilynkulkuun , emissiivisyys vastaa säteilyvirrassa ja lämpösäteilyn emittoiman pintaelementin tietyssä lämpötilassa, viitataan vertailuarvo, joka on vuo emittoiman mustan kappaleen tässä samassa lämpötilassa. Koska viimeinen arvo on suurin mahdollinen arvo, emissiivisyys on numero, joka on pienempi tai yhtä suuri kuin yksikkö.
Absorptiokyky vastaa säteilyvirrassa imeytyykö pintaelementin tietyssä lämpötilassa, tapahtumaan liittyviä vuon.
Nämä määrät voivat liittyä aallonpituuteen tai koko spektriin, suuntaan tai pintaelementin rajoittamaan puolitilaan. Ne liittyvät läheisesti fyysisiin lakeihin, jotka säätelevät säteily-aineen vuorovaikutusta ja termodynamiikkaa.
Ongelman sijainti
Laskeminen säteilyn väliaineessa, jota rajoittavat pinnat edellytetään, että päästöjen ja imeytymistä näiden pintojen. Tämä saadaan määrittelemällä emissiivisyys ja absorptiokyky, jotka luonnehtivat päästetyn tai absorboidun energian määrää:
- tietylle taajuudelle (tai aallonpituudelle) tai koko spektrille;
- tietylle suunnalle tai koko puolitilalle, joka on avoin valon etenemiselle.
Nämä määrät normalisoidaan niin, että saadaan arvot välillä 0 (absorptio tai nollapäästöt) - 1 (kokonaisabsorptio tai suurin mahdollinen emissio, jälkimmäinen arvo kiinnitetään mustan rungon säteilyllä ). Termodynamiikan lait ja ne, jotka säätelevät aallon ja kiinteän aineen vuorovaikutusta, yhdistävät ne toisiinsa ja heijastavuuteen.
Tämän tyyppistä ongelmaa esiintyy monilla aloilla, joilla syntyy synteettisten kuvien tuottamisen lämmönsiirto- tai renderointiongelmia . Itse asiassa pinnan ulkonäkö liittyy läheisesti tässä mainittuihin määriin. Tarkastelemme kuitenkin vain spekulatiivista heijastusta, jossa ei oteta huomioon olemassa olevien pintojen monimutkaisuutta. Tätä varten meidän on tarkasteltava kaksisuuntaista heijastavuutta .
Metalleista ja seoksista, ei-metallisista kiintoaineista tai kerrostumista on paljon luotettavaa tietoa. Nämä viitteet koskevat yli tuhatta materiaalia.
Määritelmät, ominaisuudet
Säteilyn siirron luonnehtimiseksi käytetään kahta erityisen sopivaa fyysistä määrää.
- Spektrin energinen luminanssi- (tai spektritiheyden energinen luminanssi), on J⋅m -2 ⋅sr -1 , on määritelty määrä säteilevän energian emittoidun taajuuden aikaväli , kiinteässä kulmassa , mukaan, tai, pinnan perusalueen ajanjaksona :Lv(v,Ω→){\ displaystyle L _ {\ nu} (\ nu, {\ vec {\ Omega}})}dEv{\ displaystyle \ mathrm {d} {\ mathcal {E}} _ {\ nu}}dv{\ displaystyle \ mathrm {d} \ nu}dΩ{\ displaystyle \ mathrm {d} \ Omega}dσ=dScosθ{\ displaystyle \ mathrm {d} \ sigma = \ mathrm {d} S \, \ cos \ theta}dt{\ displaystyle \ mathrm {d} t}
dEv=LvdσdvdΩdt{\ displaystyle \ mathrm {d} {\ mathcal {E}} _ {\ nu} = L _ {\ nu} \, \ mathrm {d} \ sigma \, \ mathrm {d} \ nu \, \ mathrm { d} \ Omega \, \ mathrm {d} t}.In
pallokoordinaateissa , suunta päästöjen kuvataan kahdesta näkökulmasta: colatitude ja
atsimuutti (tai
pituutta ) .
Ω→{\ displaystyle {\ overrightarrow {\ Omega}}}θ{\ displaystyle \ theta}ϕ{\ displaystyle \ phi}Taajuutta käytetään tässä, mutta vastaavalla tavalla on mahdollista käyttää aallonpituutta ; spektrin
energia luminanssi sitten ilmentää W⋅m -3 ⋅sr -1 .
v{\ displaystyle \ nu}λ=vs.v{\ displaystyle \ lambda = {\ frac {c} {\ nu}}}- Spektrin energia exitance (tai säteilyteho), ja W m -2 , vastaa sähköverkon (tai säteilyteho) pinta-alayksikköä kohti taajuuskaistan :dv{\ displaystyle \ mathrm {d} \ nu}
Mv=∫2πLvcosθdΩ=∫02π∫0π2Lv(v,θ,ϕ)cosθsyntiθdθdϕ=∫02π∫01Lv(v,μ,ϕ)μdμdϕ{\ displaystyle M _ {\ nu} = \ int _ {2 \ pi} L _ {\ nu} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega = \ int _ {0} ^ {2 \ pi} \ int _ {0} ^ {\ frac {\ pi} {2}} L _ {\ nu} (\ nu, \ theta, \ phi) \, \ cos \ theta \, \ sin \ theta \, \ mathrm {d} \ theta \, \ mathrm {d} \ phi = \ int _ {0} ^ {2 \ pi} \ int _ {0} ^ {1} L _ {\ nu} (\ nu, \ mu, \ phi) \, \ mu \, \ mathrm {d} \ mu \, \ mathrm {d} \ phi},missä .
μ=cosθ{\ displaystyle \ mu = \ cos \ theta}Jos ongelma on vallankumous normaalin pinnan ympäri:
Mv=2π∫01Lv(v,μ)μdμ{\ displaystyle M _ {\ nu} = 2 \ pi \ int _ {0} ^ {1} L _ {\ nu} (\ nu, \ mu) \, \ mu \, \ mathrm {d} \ mu}.Ja jos luminanssi on vallankumous ("
Lambertian " jakauma ), saamme
Lambertin lain :
Mv=πLv{\ displaystyle M _ {\ nu} = \ pi \, L _ {\ nu}}.
Imukyky
Spektrisuuntainen absorptiokyky on seinän absorboiman
osuuden tulevasta valaistuksestaLvklobs{\ displaystyle L _ {\ nu} ^ {abs}}Lv{\ displaystyle L _ {\ nu}}
av,Ω=LvklobsLv{\ displaystyle \ alpha _ {\ nu, \ Omega} = {\ frac {L _ {\ nu} ^ {abs}} {L _ {\ nu}}}}Tämä jae on tietysti välillä 0 (ei absorbtiota) - 1 (kokonaisabsorptio) .
0≤av,Ω≤1{\ displaystyle 0 \ leq \ alpha _ {\ nu, \ Omega} \ leq 1}
Puolipallon spektriabsorptiokyky saadaan integroimalla kummankin ekspression komponentin puolitilaan av,Ω{\ displaystyle \ alpha _ {\ nu, \ Omega}}
av=∫2πLvklobscosθdΩ∫2πLvcosθdΩ=MvklobsMv{\ displaystyle \ alpha _ {\ nu} = {\ frac {\ int _ {2 \ pi} L _ {\ nu} ^ {abs} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega} { \ int _ {2 \ pi} L _ {\ nu} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega}} = {\ frac {M _ {\ nu} ^ {abs}} {M _ {\ nu}}}}Tämä arvo riippuu kulmajakautuma on , se ei siis ole ominainen määrä materiaalia, mutta se on säteilevän materiaalin-ympäristössä pari.
Lv{\ displaystyle L _ {\ nu}}
Jos tällä kertaa on isotrooppista, saadaan tyypillinen määrä materiaalia
Lv{\ displaystyle L _ {\ nu}}
av=av0=1π∫2πav,ΩcosθdΩ{\ displaystyle \ alpha _ {\ nu} = \ alpha _ {\ nu} ^ {0} = {\ frac {1} {\ pi}} \ int _ {2 \ pi} \ alpha _ {\ nu, \ Omega} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega}Kokonaisabsorptiokyky saadaan integroimalla samalla tavalla spektridomeeniin
a=∫0∞Mvklobsdv∫0∞Mvdv=1M∫0∞avMvdv{\ displaystyle \ alpha = {\ frac {\ int _ {0} ^ {\ infty} M _ {\ nu} ^ {abs} \, \ mathrm {d} \ nu} {\ int _ {0} ^ { \ infty} M _ {\ nu} \, \ mathrm {d} \ nu}} = {\ frac {1} {M}} \ int _ {0} ^ {\ infty} \ alpha _ {\ nu} \ , M_ {\ nu} \, \ mathrm {d} \ nu}Samasta syystä kuin edellä ei ole materiaalin piirre.
a{\ displaystyle \ alfa}
Emissiivisyys
Emissiivisyys on todellisen ruumiin luminanssin suhde mustaan kappaleeseen, joka on saatettu samaan lämpötilaan.
e=L(T)L∘(T){\ displaystyle \ varepsilon = {\ frac {L (T)} {L ^ {\ circ} (T)}}}.
Tämä määritelmä voidaan jakaa eri tavoin sovellusten tarpeiden mukaan.
- Suuntaava monokromaattinen säteilykyky on tekijä, joka antaa lisätietoja: se riippuu taajuudesta ja suuntav{\ displaystyle \ nu}Ω→{\ displaystyle {\ vec {\ Omega}}}
ev,Ω=Lv(T,v,Ω→)Lv∘(T,v){\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega} = {\ frac {L _ {\ nu} (T, \ nu, {\ vec {\ Omega}})} {L _ {\ nu} ^ {\ ympyrä} (T, \ nu)}}}
Musta runko on
isotrooppinen lähde , ja sen kirkkaus on
Planckin lain mukaan sama kaikissa suunnissa.
Lv∘(T,v){\ displaystyle L _ {\ nu} ^ {\ circ} (T, \ nu)}
Laki säteilyn Kirchhoff , joka perustuu termodynaamisen argumentti osoittaa, että kun säteily on kuin mustan kappaleen. Näiden määrien oletetaan kuitenkin olevan riippumattomia säteilystä (katso alla). Tämä ominaisuus on totta riippumatta siitä, mikä se on. Mitä siis absorptiokykyyn, meillä on .
ev,Ω=av,Ω{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega} = \ alpha _ {\ nu, \ Omega}}0≤ev,Ω≤1{\ displaystyle 0 \ leq \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega} \ leq 1}
- Integroimalla puoliavaruuteen saamme yksivärisen puolipallon emissiivisyyden :
ev=∫2πLvcosθdΩ∫2πLv∘cosθdΩ=MvπLv∘=1π∫2πev,ΩcosθdΩ{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu} = {\ frac {\ int _ {2 \ pi} L _ {\ nu} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega} {\ int _ { 2 \ pi} L _ {\ nu} ^ {\ circ} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega}} = {\ frac {M _ {\ nu}} {\ pi L _ { \ nu} ^ {\ circ}}} = {\ frac {1} {\ pi}} \ int _ {2 \ pi} \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega}
Verrattuna spektriseen puolipallon absorptiokykyyn havaitsemme, että tasa-arvo ei ole totta yleensä. Hän on Yhtenäisen luminanssi kulma: .
ev=av{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu} = \ alpha _ {\ nu}}ev=av0{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu} = \ alpha _ {\ nu} ^ {0}}
ev,Ω{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega}} Koska positiivinen määrä on alle 1, seuraava suhde tarkistetaan aina.
ev=1π∫2πev,ΩcosθdΩ≤1π∫2πcosθdΩ=1{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu} = {\ frac {1} {\ pi}} \ int _ {2 \ pi} \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega} \, \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega \ leq {\ frac {1} {\ pi}} \ int _ {2 \ pi} \ cos \ theta \, \ mathrm {d} \ Omega = 1}. Lisäksi lopulta merkitsee
ev,Ωcosθ≥0{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega} \, \ cos \ theta \ geq 0}ev≥0{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu} \ geq 0}0≤ev≤1{\ displaystyle 0 \ leq \ varepsilon _ {\ nu} \ leq 1}
- Integroimalla kaikki taajuudet saadaan kokonaissuuntainen emissiivisyys :
eΩ=∫0∞Lvdv∫0∞Lv∘dv=L(T,Ω→)L∘(T){\ displaystyle \ varepsilon _ {\ Omega} = {\ frac {\ int _ {0} ^ {\ infty} L _ {\ nu} \, \ mathrm {d} \ nu} {\ int _ {0} ^ {\ infty} L _ {\ nu} ^ {\ circ} \, \ mathrm {d} \ nu}} = {\ frac {L (T, {\ vec {\ Omega}})} {L ^ {\ ympyrä} (T)}}}.
- Yhteensä emissiivisyys saadaan suhde exitance todellinen ruumiin exitance mustan elin saatetaan samassa lämpötilassa:
e=∫0∞Mvdvπ∫0∞Lv∘dv=MσT4{\ displaystyle \ varepsilon = {\ frac {\ int _ {0} ^ {\ infty} M _ {\ nu} \, \ mathrm {d} \ nu} {\ pi \ int _ {0} ^ {\ infty } L _ {\ nu} ^ {\ circ} \, \ mathrm {d} \ nu}} = {\ frac {M} {\ sigma T ^ {4}}}},
missä on
Stefan-Boltzmannin vakio .
σ{\ displaystyle \ sigma}
Toistamalla edellinen päättely näemme sen ja
e≠a{\ displaystyle \ varepsilon \ neq \ alfa}0≤e≤1{\ displaystyle 0 \ leq \ varepsilon \ leq 1}
Heijastavuus ja energiansäästö
Isotermiseen materiaaliin saapuvalle säteelle energiansäästö asettaa kokonaisnollavirran. Anna ja on saapuvien ja heijastuneiden luminanssin, sitten, määrien lasketaan itseisarvo
Lviei{\ displaystyle L _ {\ nu} ^ {sisään}}Lvout{\ displaystyle L _ {\ nu} ^ {out}}
Mviei=Mvout+Mvklobs{\ displaystyle M _ {\ nu} ^ {in} = M _ {\ nu} ^ {out} + M _ {\ nu} ^ {abs}}Jos heijastuskerroin on, määritelmän mukaan meillä on
rv{\ displaystyle r _ {\ nu}}
Mvout=rvMviei{\ displaystyle M _ {\ nu} ^ {out} = r _ {\ nu} M _ {\ nu} ^ {sisään}}siksi
(1-rv-av)Mviei=0{\ displaystyle (1-r _ {\ nu} - \ alpha _ {\ nu}) M _ {\ nu} ^ {in} = 0}Siksi heijastavuuden ja absorptiokyvyn suhde
av=1-rv{\ displaystyle \ alpha _ {\ nu} = 1-r _ {\ nu}}Tällä melko ilmeisellä suhteella on integroitujen taajuusarvojen vastine.
a=1-r{\ displaystyle \ alpha = 1-r}Aivan kuten ja , ja eivät ole materiaalin ominaisuuksista.
av{\ displaystyle \ alpha _ {\ nu}}a{\ displaystyle \ alfa}rv{\ displaystyle r _ {\ nu}}r{\ displaystyle r}
Säteilyominaisuuksien arviointi materiaalin ominaisuuksista
Tuleva sähkömagneettinen aalto on vuorovaikutuksessa sähkökentänsä kanssa materiaalin kanssa seinämän läheisyydessä olevan kiinteän aineen hiukkasten tai lähes hiukkasten kautta. Nämä ovat elektroneja valenssikaistalta metallille tai fononia dielektriselle. Indusoidut värähtelyt aiheuttavat saman taajuuden aallon, joka on enemmän tai vähemmän vaiheen ulkopuolella, joka häiritsee tulevaa aaltoa. Päästöjen tapauksessa aallon synnyttää terminen sekoitus .
Heijastavuus , läpäisykyky , absorptiokyky ja emissiivisyys voidaan laskea täydellisen rajapinnan tapauksessa ratkaisemalla Maxwellin yhtälöt kiinteän aineen ominaisuuksista. Termi "täydellinen" tarkoittaa tasaista pintaa (ilman karheutta aallonpituusalueella), joka ylittää homogeenisen väliaineen (metalli, neste, lasi tai yksikiteinen ). Tämä pinta aiheuttaa heijastumia ja taittumista, joita Fresnelin lait kuvaavat . Kääntäen, tiheä materiaali, jolla on karkea pinta tai epähomogeeninen materiaaleja (huokoinen, monikiteinen materiaali , jne. ) Ovat paljon vaikeampi karakterisoida ja ne ovat yleensä kohteena mittausten, erityisesti että kaksisuuntaisen heijastavuus tai BRDF ( lyhenne varten kaksisuuntaisen heijastuskyvyn kertymäfunktio ).
Siinä tapauksessa, että materiaalin paksuus on suuri verrattuna absorbtion ominaispituuteen, tunkeutuva aalto absorboituu kokonaan ja absorbanssin ja läpäisevyyden käsitteet sekoittuvat. Muuten osa säteilystä voidaan palauttaa pinnalle toisella rajapinnalla ja sijoittaa suoraan heijastuneeseen säteilyyn. Tämä tapaus koskee ohuita kerrostumia.
Seuraavassa oletetaan, että ulkoisella välineellä on yksikköindeksi.
Täydellinen käyttöliittymä
Erittäin paksu metalli tai dielektrinen
Metallille vuorovaikutus aallon kanssa tapahtuu muutaman nanometrin syvyydessä. Dielektriselle aallon absorboimiseksi tarvittava paksuus voi olla erittäin tärkeä. Sijoitamme itsemme tähän tapaukseen, jossa absorptio on täydellinen. Ilmiöön vaikuttava ominaisuus on suhteellinen dielektrinen läpäisevyys tai kompleksinen taitekerroin . Nämä ominaisuudet voidaan laskea Drude-Lorentz-mallilla . Spekulaariselle heijastukselle rajapinnan heijastavuuden ja läpäisevyyden antavat Fresnel-kertoimet ovat analyyttisiä ja riippuvaisia aallon polarisaatiosta . Nämä määrät sekoitetaan materiaalin emissiivisyyteen (yllä annettujen suhteiden kautta) ja absorbanssiin. Riippuvuus aallon polarisaatiosta häviää normaalin esiintyvyyden vuoksi ongelman symmetrian vuoksi. Tässä tapauksessa saammeK{\ displaystyle K}ei=K=ei0+iχ{\ displaystyle n = {\ sqrt {K}} = n_ {0} + i \ chi}θ=0{\ displaystyle \ theta = 0}
ev,π2=av,π2=4ei0(ei0+1)2+χ2{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}} = \ alpha _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}} = {\ frac {4n_ {0 }} {(n_ {0} +1) ^ {2} + \ chi ^ {2}}}}Spektrisen emissiivisyyden ilmaisu osoittaa, että se pienenee indeksin mukana. Se on erityisen alhainen metalleista, joiden arvot ja ovat korkeat. Päinvastoin, se on tärkeää dielektrikoille, joille ja joita on vähän . Jälkimmäisessä tapauksessa kulmajakauma on suunnilleen isotrooppinen kulmille, jotka ovat korkeintaan 45 astetta. Molemmissa tapauksissa laidunarvo on alhainen Fresnelin lakien takia ja se peruuntuu .
ei0{\ displaystyle n_ {0}}χ{\ displaystyle \ chi}ei0{\ displaystyle n_ {0}}χ≃0{\ displaystyle \ chi \ simeq 0}θ{\ displaystyle \ theta}θ=π2{\ displaystyle \ theta = {\ frac {\ pi} {2}}}
Dielektristen laitteiden tapauksessa toiminto on vain kaikkea muuta . Siksi voimme löytää relaation, joka yhdistää nämä määrät, esimerkiksi muodon . Tämä laki voi merkittävästi yksinkertaistaa spektrisen puolipallon emissiivisyyden mittaamisen ongelmaa. Voimme rakentaa vastaavan käyrän metallille, mutta se on vain likimääräinen, koska määrät riippuvat kahdesta parametrista ja . Kuitenkin, kun kyseessä ovat metallien ja pitkiä aallonpituuksia ( infrapuna-alueella ), on mahdollista yhdistää indeksin yhden parametrin, sähkönjohtavuus, avulla Hagen-Rubens laki .
ev,Ω{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, \ Omega}}ei0{\ displaystyle n_ {0}}ev,π2{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}}}evev,π2=f(ev,π2){\ displaystyle {\ frac {\ varepsilon _ {\ nu}} {\ varepsilon _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}}}}} = f (\ varepsilon _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}})}ei0{\ displaystyle n_ {0}}χ{\ displaystyle \ chi} σ{\ displaystyle \ sigma}
ei0=χ=σ4πϵ0v{\ displaystyle n_ {0} = \ chi = {\ sqrt {\ frac {\ sigma} {4 \ pi \ epsilon _ {0} \ nu}}}}missä on tyhjiön läpäisevyys .
ϵ0{\ displaystyle \ epsilon _ {0}}
Sitten emissiivisyyden ilmaisusta tulee
ev,π2=av,π2=4ei02ei02+2ei0+1{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}} = \ alpha _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}} = {\ frac {4n_ {0 }} {2n_ {0} ^ {2} + 2n_ {0} +1}}}Tämä laki antaa mahdollisuuden ennustaa emissiivisyyden vähenemistä aallonpituudella. On huomattava, että korkeammalla taajuudella voidaan havaita piikkejä, jotka liittyvät kahden valenssikaistan välisiin siirtymiin.
Dielektristen laitteiden taajuus on hyvin erilainen. Ne voivat vuorotella alueita, joilla on korkea ja matala heijastavuus materiaalin resonansseista riippuen. Lisäksi tietyt epäpuhtaudet ovat riittäviä muuttamaan huomattavasti materiaalin vastetta tekemällä siitä puolijohde .
Metallin sähkönjohtavuus vaihtelee suunnilleen lämpötilan käänteisarvon mukaisesti, joten emissitiivisyys kasvaa sen mukana.
Tallettaa
Pintaominaisuuksien hallitsemiseksi käytetään metallikerrosta tai ei. Kun jälkimmäisellä on pieni paksuus verrattuna materiaalin absorboinnin ominaispituuteen, joka on yhtä suuri kuin ekstinktiokertoimen käänteinen arvo , aalto saavuttaa alemman rajapinnan, jolla on siten merkitys säteilyominaisuuksissa absorboimalla enemmän tai vähemmän lähetetty aalto ja heijastamalla sitä aiheuttaen siten useita heijastuksia levyssä, joka muodostaa tämän kerrostuman. Saostuman paksuudella on keskeinen rooli imeytymisen kautta. Vaikka laskelma onkin aikaisempaa monimutkaisempi, se on edelleen mahdollista.
Puutteellinen käyttöliittymä
Pinnan epätäydellisyys voidaan liittää:
- niiden hapettuminen, ilmiö luo ekvivalentin enemmän tai vähemmän säännölliseen kerrostumiseen;
- karkea pinta aallonpituutta suuremmassa mittakaavassa. Muuten pinta on optisesti sileä.
Yleensä karkeus lisää puolipallon emissiivisyyttä muuttamalla kulmapäästöjakaumaa . Tämä kasvu voi olla erittäin merkittävä, jopa 10-kertainen metallille.
Metamateriaalit
Metamateriaalit , niin että näennäinen negatiivinen indeksi, joka antaa ei-standardi fyysisiä vaikutuksia. Päästöjen tapauksessa onnistumme luomaan yhtenäisen säteen .
Huomautuksia ja viitteitä
Merkintä
-
Jos ulkoisella ympäristöllä on nollasta poikkeava indeksi, emissiokyky normaalissa esiintyvyydessä kirjoitetaan silloin, kun indeksi e on suhteessa ulkoiseen ympäristöön. Tämä on dielektrinen niin, että ongelmalla on merkitys ja mahdollisesti ilman häviöitä, se lisää emissiivisyyttä.ev,π2=4ei0eie+χχe(ei0+eie)2+(χ+χe)2{\ displaystyle \ varepsilon _ {\ nu, {\ frac {\ pi} {2}}} = 4 {\ frac {n_ {0} n_ {e} + \ chi \ chi _ {e}} {(n_ { 0} + n_ {e}) ^ {2} + (\ chi + \ chi _ {e}) ^ {2}}}}
Viitteet
-
(en) Michael M. Modest, Radiative Heat Transfer , Academic Press , 2003 ( ISBN 0-12-503163-7 )
-
(fi) John R. Howell, M. Pinar Menguç, Robert Siegel, lämpösäteilyä Lämpö , CRC Press , 2010 ( ISBN 1-43-980533-4 ) .
-
(in) Jeffrey J. McConnell, Anthony Ralston, Edwin D. Reilly, David Hemmendinger, Computer Graphics Companion , Wiley 2002 ( ISBN 978-0-470-86516-3 )
-
(in) Yeram Sarkisin Touloukian , David P. DeWitt, Thermal Radiative Ominaisuudet. Metallic Elements and Alloys , TPRC Data Series Report, voi. 7, IFI / Plenum Press , 1970 (SBN 306-67027-5) [1] .
-
(in) M., A. Ono, Mr. Otsuki, H. Sakate F. Sakuma, A Database of Normal Spectral Emissivities of Metals at High Temperature , International Journal of Thermophysics, Voi. 20, numero 1, 1999.
-
(en) Yeram Sarkis Touloukian , David P.DeWitt , Thermal Radiative Properties. Ei-metalliset kiinteät aineet , The TPRC Data Series, voi. 8, IFI / Plenum Press , 1972 ( ISBN 0-306-67028-3 ) [2] .
-
(sisään) Yeram Sarkis Touloukian , David P.DeWitt , R.SZ. Hernicz, lämpösäteilyominaisuudet. Pinnoitteet , The TPRC Data Series, voi. 9, IFI / Plenum Press , 1972 ( ISBN 0-306-67029-1 ) [3] .
-
(sisään) Lonny Kauder, Spacecraft Thermal Control Coatings References NASA: n raportti / TP-2005-212792 [ online-esitys ] .
-
Philippe Hervé, lämpösäteilyn mittaus , tekniikat ,2005( lue verkossa ).
-
(en) Jean-Jacques Greffet Rémi Carminati, Karl Joulain, Jean-Philippe Mulet, Stéphane Mainguy, Yong Chen, Lähteiden yhtenäinen valonemissio , Letters to Nature , Voi. 416, maaliskuu 2002
Katso myös
Aiheeseen liittyvät artikkelit
Ulkoiset linkit
Eri materiaalien emissiivisyysarvot:
<img src="https://fr.wikipedia.org/wiki/Special:CentralAutoLogin/start?type=1x1" alt="" title="" width="1" height="1" style="border: none; position: absolute;">