PDF《第四节 材料热传导》

1 3 ( ) ( ) ph V C l d ? ? ? ? ? ? ?

8 声子的平均自由程 l 讨论: 若晶格热振动看成是严格的线性振动,则格波间没有相互作用,各种频率的 声子间互不干扰,没有声子与声子碰撞,没有能量转移,晶体中的热阻为零 (仅在到达晶体表面时,受边界效应的影响).热量就以声子的速度在晶体 中得到传递.然而,这与实验结果是不符合的 实际上,晶格热振动并非是线性的,格波间有着一定的耦合作用,声子间会 产生碰撞,使声子的平均自由程减少,降低热导率.格波间相互作用愈强, 也就是声子间碰撞几率愈大,相应的平均自由程愈小,热导率也就愈低.声 子间碰撞引起的散射是晶格中热阻的主要来源 晶体中的各种缺陷、杂质以及晶粒界面都会引起格波的散射,也等效于声子 平均自由程的减小,从而降低热导率 平均自由程还与声子振动频率有关.波长长的格波容易绕过缺陷,使自由程 加大,热导率大 平均自由程还与温度有关.温度升高,声子的振动频率加快,碰撞增多,所以l减小.但其减小有一定限度,在高温下,最小的平均自由程等于几个晶 格间距;

反之,在低温时,最长的平均自由程长达晶粒的尺寸

9 晶体缺陷与温度对声子平均自由程的综合影响: 点缺陷:低温时,激发的是长声学波声子,声子波长很大,能绕过点缺陷,点缺 陷对此不会引起散射.随着温度升高,平均波长减小,散射增加,当声子波长接 近点缺陷长度时,散射达到最大,温度进一步提高,声子波长不会再变小,散射 效应变化不大 晶界散射:晶界对声子有散射,温度降低时,自由程增加,但增大到晶粒大小时, 不可能再增大,因此,低温下,声子自由程的上限为晶粒线度.高温下,l值下 限为晶格间距,很显然,低温下,晶界散射更显著

10 固体中分子、原子和电子的振动、转动、跃迁等运动状态的改变,会辐射出频 率较高的电磁波 具有较强热效应的电磁波为波长在0.4~40?m间的可见光与部分近红外光的区 域,这部分辐射线就称为热射线.热射线的传递过程称为热辐射 热射线处于光频范围内,其传播过程和光在介质(透明材料、气体介质)中传 播的现象类似,也有光的散射、衍射、吸收和反射、折射.所以,可以把它们 的导热过程看作是光子在介质中传播的导热过程 固体中电磁辐射能量与温度的四次方成正比,在温度不太高时,其辐射能很微 弱,但在高温时就很明显 在温度T时黑体单位容积的辐射能ET为: 3. 光子导热

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4 / T E n T ? ? ? ?:斯蒂芬-波尔兹曼常数[5.67*10-8W/(m-1?K4)] n:折射率 ?:光速[3*108m/s]

11 辐射传热中,容积热容相当于提高辐射温度所需的能量,所以: 同时辐射线在介质中的速度?r=?/n,因此将上式代入式 ,可得到 辐射能的传导率: 实际上,光子传导的CV和lr都依赖于频率,所以更一般的形式仍应是:

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16 T E n T V T C ? ? ? ? ? ? l CV? ?

3 1 ?

2 3

16 3 r r n T l ? ? ? (lr 辐射线光子的平均自由程)

1 3 ( ) ( ) r V C l d ? ? ? ? ? ? ?

12 介质中辐射传热过程的定性解释 在热稳定状态,介质中任一体积元平均辐射的能量与平均吸收的能量相等.当介 质中存在温度梯度时,相邻体积元间,温度高的体积元辐射的能量大,吸收的能 量小;

温度较低的体积元正好相反.因此,产生能量的转移,整个介质中热量从 高温处向低温处传递 ?r主要取决于辐射能传播过程中光子的平均自由程lr: ? 对于辐射线是透明的介质,热阻很小,lr较大 ? 对于辐射线不透明的介质,lr很小 ? 对于完全不透明的介质, lr= 0,在这种介质中,辐射传热可以忽略 一般,单晶和玻璃对于辐射线是比较透明的,因此在773~1273K辐射传热已很 明显,而大多数金属材料和烧结陶瓷材料是半透明或不透明的,lr很小或接近于0. 正因如此,一些耐火氧化物在1773K高温下辐射传热才明显