Излучательная способность спектральная

На основании закона Кирхгофа излучение продуктов сгорания в пламени (независимо от их природы и длины волны), если они характеризуются локальным равновесием, может быть описано законами излучения, полученными для абсолютно черного тела с учетом коэффициента излучения (их излучательной способности). Спектральное распределение энергии излучения пламени типичного осветительного состава (в сравнении с абсолютно черным телом) показано на рис. 1.5. [c.22]

Оптические. Излучательная способность (спектральный и интегральный Ст коэффициенты излучения) Золота [c.82]

Оптические. Излучательная способность (спектральный жидкого титана 0,65 (длина волны 0,65 пм) [c.245]

Оптические. Излучательная способность (спектральный коэффициент излучения при Я=0,65 им от гладкой поверхности) [c.404]

Величина е, определяемая (1.28), называется (полной полусферической) излучательной способностью. Спектральный аналог выражения (1.28) уже приводился в виде формулы (1.7), которая определяет полусферическую спектральную излучательную способность [c.23]

Излучательная способность растет с увеличением потому что при постоянной Tg число поглощающих молекул увеличивается с ростом Р Е. При малых значениях поглощение слабое, и добавление каждой молекулы вносит одинаковый вклад в поглощение следовательно, гg линейно связана с Ра . При более высоких значениях возрастание коэффициента непрозрачности в центрах спектральных линий оказывает небольшое влияние, и интегральная по линиям гg растет как (Р ) А. При еще больших значениях возрастание непрозрачности в центрах полос также вносит малый вклад, и eg растет в первую очередь на хвостах полос, в целом даже медленнее. Это указывает. скорее, на логарифмическую, а не линейную интерполяцию по Ра . [c.252]

Излучательная способность изменяется с Tg при фиксированном Рд1,благодаря изменению распределения Планка относительно фиксированной спектральной структуры полос поглощения, а также из-за уменьшения числа молекул при повышенных температурах. [c.253]

Расчеты показывают, что для двух распространенных спектральных интервалов (3. .. 5,5 и 7... 13 мкм) величина к близка к 2. Это доказывает, что центр тяжести этих интервалов сосредоточен соответственно возле длин волн 5 и 10 мкм. Таким образом, двухволновое тепловидение позволяет получать изображения излучательной способности, слабо зависящие от температуры объектов контроля, однако построение изображений истинной температуры зависит от особенностей поведения излучательной способности материала в выбранных спектральных интервалах. [c.198]

Излучательную способность исследуемых пламен измеряли в спектральном интервале, определяемом полосой пропускания ин- [c.23]

Спектральная излучательная способность S(l, Г) [c.106]

Спектральная излучательная способность веществ при разных длинах волн [28] [c.107]

Обозначим через интенсивность спектрального излучения в направлении у на расстоянии х от плоскости уг (ось 2 перпендикулярна плоскости чертежа), т. е. энергию, излучаемую в единицу времени в единичный телесный угол, отнесенную к единичному частотному интервалу и к единице площади, перпендикулярной от у, через е(г) — коэффициент излучения (излучательную способность) объема плазмы, находящегося на расстоянии г от начала координат, т. е. энергию, излучаемую единицей объема в единицу времени в единичный телесный угол, отнесенную к единичному частотному интервалу. Тогда излучение столба плазмы длиной [c.198]

Рис. 10.2. Спектральная излучательная способность абсолютно черного тела.

Температуру измеряли пирометром. При учете отражения света ог стеклянной стенки ионного источника и при предположении, что спектральная излучательная способность вольфрамовой нити, тщательно состаренной при 2900° К, постоянна, моншо было измерять температуру с точностью + 30° К. [c.126]

Излучательная способность углерода (графита) — коэффициенты излучения спектральный (в таблице отмечен звездочкой) и интегральный бг [c.199]

Оптические. Излучательная способность гафния (спектральный е и интегральный Ът коэффициенты излучения) [c.264]

Дисперсионную полуширину Ь и контур изолированной вращательной спектральной линии нри наличии прибора с достаточно высоким разрешением можно получить непосредственно [1—5]. Измерения подобного рода (см. в гл. 9 подробности относительно исследования инфракрасных коле-бательно-вращательных полос) могут быть выполнены без затруднений в микроволновом диапазоне спектра, но в болыпинстве случаев в отношении разрешающей силы они находятся за пределами возможностей обычных инфракрасных приборов. По этой причине, а также потому, что в практической работе с излучательной способностью газа обычно имеют дело со средним значением Ь для целой колебательно-вращательной полосы, будет подробно описана косвенная методика инфракрасных измерений иолу-ширин. [c.164]

Ф и г. 11.27. Зависимость спектральной излучательной способности от ш и оптической плотности для двух смежных слабых вращательных липий ( =0]- -га=1, / = 19 -> /==18 и / = 18 - / = 17) при 300° К и атмосферном давлении (из [4]). [c.257]

В первой части этого раздела мы приведем основные соотношения для излучательной способности, применяемые при технических расчетах. Эти соотношения представлены в виде суммы членов, соответствующих вкладам от отдельных колебательно-вращательных полос. Приближенные соотношения можно получить исходя из предположения, что спектральные полуширины для всех вращательных линий, соответствующих колебательным переходам п—> п, одинаковы. [c.263]

Как отмечалось в разд. 11.1, из фиг. 11.1 видно, что основной вклад в полный перенос теплового излучения при комнатной температуре должна давать спектральная область вблизи основной полосы v . Таким образом, легко показать, что предельная излучательная способность для СО нри 300° К составляет 0,4, причем более 90% всех вкладов приходится на область волновых чисел, простирающуюся от 550 до 830 см для разумных значений X. [c.286]

Для многих технических целей поверхности с большой точностью могут рассматриваться как серые. Но свойства многих поверхностей отклоняются от описанных выше для различных длин волн вследствие резонансных эффектов, которые аналогичны явлениям, связанным с полосами излучения в газе. Кроме того, излучательная способность меняется в зависимости от направления излучения. По. этой причине приходится иногда определять интегральную излучательную способность (все направления, все длины волн), нормальную полную излучательную способность (все длины волн, но только нормальное к поверхности направление) и монохроматическую, или спектральную, иа-лучательную способность (ej, для данной длины волны). На рис. 2 представлены типичные зависимости излучательной способности от длины волны. Взаимодействие между тепловыми колебаниями и фотонами не зависит от направления переноса энергии, т. е. любой процесс, приводящий к излучениЕо электромагнитной волны, может протекать и в противоположном направлении, приводя к поглощению точно такой же волны. По этой причине все излучение, падающее на абсолютно черное тело, будет им поглощаться. Реальные поверхности, однако, поглощают лишь часть падающего на них излучения, отражая остальное, причем отношение поглощенной энергии к полной падающей энергии Е( определяется как поглощательная способность a- EJEf [c.193]

Согласно закону Планка, спектральная [юверхностная плотность потока излуче-яия физического объекта [Вт/(м мкм)] эпределяется его температурой Т и спек-фальной излучательной способностью (коэффициентом излучения) [c.183]

Простым примером применения соотношения для спектральной излучательной способности является закон Друдэ для чистых металлов [8], [c.23]

Закон Друдэ связывает спектральную излучательную способность с электрическим сопротивлением г см) и длиной волны % см) [c.24]

Закон Кирхгофа в форме, выражаемой формулами (1.30) и (1.31), применнд также и для прозрачных веществ, только в этом случае коэффициенты поглощения и излучательные способности должны вычисляться для одних и тех же толщин. Последнее утверждение легко проверить, рассматривая изотермическую оболочку с бесконечно толстыми стенками, которые можно считать непрозрачными. Пусть Р с1Х — часть спектральной освещенности стенки, которая поглощается на толщине X. При термическом равновесии [c.24]

Рассмотрим бесконечно узкую систему изотермических излучателей при давлении р, равномерно распределенных по всей области длиной Ь. Оптическая плотность области бесконечно малой длины (1х есть с1Х =рйх оптическая плотность области длиной Ь есть Х=рЬ. На фиг. 1.1 приведен схематический чертеж, где абсцисса имеет размерность оптической плотности. Получим выражение для полной спектральной светимости принимаемой внешней поверхностью, которая окружает изотермически распределенные излучатели, находящиеся в столбе длиной Ь. Полная плотность падающего лучистого потока (в эрг1см -сек) на внешнюю поверхность, очевидно, равна ( й/2я), где й/2л — доля суммарного телесного угла, в котором окружающая поверхность видит распределенные излучатели, если 0 — телесный угол, опирающийся на поверхность, которая окружает излучающий столб. Легко видеть, что спектральная плотность падающего потока (в дрг см - сек) числеппо равна для приемника, помещенного в центре полусферы радиусом Ь, которая заполнена равномерно распределенными излучателями при давлении р. По этой причине (-Йщ/Ла) = 6(0 обычно называется полусферической спектральной излучательной способностью. При отсутствии полусферической геометрии удобно заменить Ь на эффективный нучок подходящей длины. Геометрические задачи подобного типа, встречающиеся в работах по излучению газа, когда рассматриваются проблемы переноса энергии излучения,, детально описаны в гл. 13, 18 и 19. [c.25]

Из (1.40) видно, что спектральная излучательная способность 8 )авномерно распределенных излучателей определяется выражением [c.26]

Из соотношения между спектральной излучательной способностью и электрической проводимостью определить температурную зависимость спектральных и полных светимостей металлов, подчиняющихся закону Друдэ [см. Foote, J. Wash. A ., 5, 1 (1915)]. [c.27]

В предыдущих главах был приведен основной материал, необходимый для решения ряда практически важных проблем количественной спектроскопии. Рассмотрим теоретический расчет излучательных способностей равновесных газов в инфракрасной области исходя из спектроскопических данных. Будут обсуждаться расчеты излучательной способности молекул с неперекрывающимися и перекрывающимися спектральными линиями, в которых спектральный показатель поглощения является медленно меняющейся функцией волнового числа. Контуры линий будут описываться дисперсионной формулой, чисто допплеровским уширением или комбинацией допплеровского и дисперсионного профилей. [c.219]

Теоретический расчет излучательных способностей газов требует оценки Ра исходя из атомных и молекулярных констант. При этом связь с основной теорией осуществляется через коэффициенты Эйнштейна (см. гл. 2 и 7). Кроме того, требуется (по крайней мере для расчетов излучательной способности в случае ненерекрываюнщхся спектральных линий) подробная информация относительно профилей спектральных линий однако для описания профилей будут использоваться только самые простые формы (ср. гл. 3, 8 и 9). [c.219]

Ниже будет показано, что в дианазоне температур, представляющих интерес д.пя исследований излучательных способностей устойчивых двухатомных молекул в инфракрасной области спектра, профили спектральных линий точно описываются дисперсионной формулой. В дискуссии мы рассмотрим проблемы постепенно возрастающей сло/кности, а именно численные расчеты для СО при 300° К (разд. 11.10), аналитические выражения для двухатомных молекул при ЗО0° К (разд. 11.11) и, наконец, аналитические выражения для двухатомных молекул при произвольных температурах (разд. 11.12). [c.252]

Фиг. 11.26. Зависимость спектральной излучательной способности от со и оптической плотиости для двух смаянных иптенсивпых вращательных линий (п О/ = 8 >/ = 7 и / = 7->/ —6) при 300° К и атмосферном давлении

Можно ожидать, что выражение (11.101) будет слишком завышать ) действительную величину излучательной способности, применяемой при технических расчетах, потому что может иметь место частичное перекрытие вращательных лиршй и асимптотические формы для f x) завышают f(x) для казкдого значения х. Так как спектральная излучательная способность однородно нагретых газов не может превышать спектральной излучательной способности черного тела при той же температуре, выражение (11.101) будет, очевидно, для чрезмерно больших значений X приводить к неправильным результатам. В этой связи полезно сослаться па предельные излучательные способности, вычисленные в разд. 11.3. [c.271]

Расчеты при 600° К с использованием средних показателей поглощения для колебательно-вращательных полос. Из фиг. 11.2 очевидно, что основные вклады в перенос теплового излучения при 600° К обусловлены колеба-тельно-вращательпымп полосами в спектральной области, лежащей между 600 и 2400 см . При X—>0 полная излучательная способность е будет по существу равна излучательной способности интенсивной основной Vз-пoлo ы с соответствующими поправками на вклады от изотопи- [c.288]

Д. Полная (применяемая при технических расчетах) излучательная способность. Эта величина получается слоихением парциальных излучательных способностей от отдельных спектральных областей. Так как [c.291]

Из изложенного в предыдущем разделе вытекает, что в настоящее время практически невозможно заранее рассчитать зависимость излучательной способности от температуры даже для простой линейной трехатомной молекулы GOj. Учхгтывая огромное осложнение, связанное со спектральными группами молекул типа асимметричного волчка, таких, например, как водяной пар, но-видимому, лучше совсем оставить попытки проведения последовательных расчетов и рассматривать только разумную полуэмпирическую корреляцию данных. Эта программа выполнена для водяного пара [12] и будет описана ншке. [c.292]