Словарь (стр. 10 )

В общем случае системы тел, для к-рой осуществляется лишь ЛТР и разл. точки к-рой имеют разл. темп-

745

ры, Т. и. не находится в термодина­мич. равновесии с в-вом. Более горя­чие тела испускают больше, чем по­глощают, а более холодные — соответ­ственно наоборот. Происходит пере­нос излучения от более горячих тел к более холодным. Для поддержания стационарного состояния, при к-ром сохраняется распределение темп-ры в системе, необходимо восполнять поте­рю тепловой энергии излучающим те­лом и отводить её от более холодного тела.

При полном термодина­мическом равновесии все части системы тел имеют одну темп-ру, и энергия Т. и., испускаемого каждым телом, компенсируется энергией по­глощаемого этим телом Т. и. др. тел. В этом случае детальное равновесие имеет место и для излучательных пе­реходов, Т. и. находится в термо­динамич. равновесии с в-вом и наз. равновесным излуче­нием (равновесным явл. Т. и. аб­солютно чёрного тела). Спектр рав­новесного излучения не зависит от природы в-ва и определяется Планка законом излучения.

и. нечёрных тел справед­лив Кирхгофа закон излучения, свя­зывающий их испускат. и поглощат. способности с испускат. способностью абсолютно чёрного тела.

При наличии ЛТР, применяя зако­ны излучения Кирхгофа и Планка к испусканию и поглощению Т. и. в газах и плазме, можно изучать про­цессы переноса излучения. Такое рас­смотрение широко используется в аст­рофизике, в частности в теории звёзд­ных атмосфер.

• Теория теплового излу­чения, пер. с нем., Л.— М., 1935; Собо­лев В. В., Перенос лучистой энергии в ат­мосферах звезд и планет, М., 1956; Л., Процессы теплового переноса, пер. с англ., М., 1957; Е л ь я ш е в и ч М. А., Атомная и молекулярная спектроскопия, М., 1962.

.

ТЕПЛОВОЕ РАВНОВЕСИЕ, то же, что равновесие термодинамическое.

ТЕПЛОВОЕ РАСШИРЕНИЕ, измене­ние размеров тела в процессе его нагревания. р. при постоянном давлении р характеризу­ется изобарным коэфф. расширения (коэфф. объёмного Т. p.) a=1/VX(dV/dT)p, где V— объём тела (твёр­дого, жидкого или газообразного), Т — его абс. темп-ра. Практически значение а определяется ф-лой:

α=(V'-V)/V((T2-T1),

где V и V' — объёмы тела при темп-рах T1 и Т2 соответственно (T2 выше T1). Для хар-ки Т. р. тв. тел наряду с α вводят коэфф. линейного Т. р.

αл=1/l• (dl/dT)p,

где l — начальная длина тела вдоль выбранного направления. В общем случае анизотропных тел α=αx+

αy+αz, причём различие или ра­венство линейного коэфф. Т. р. αх, αу, αz вдоль кристаллографич. осей х, у, z определяется симметрией кри­сталла. Напр., для кристаллов кубич. системы, так же как и для изотроп­ных тел, αх=αy=αz=ал и α≈3αл.

Для большинства тел a < 0, но существуют исключения. Напр., вода при нагреве от 0 до 4 °С при атм. давлении сжимается (α<0). Зависимость а от Г наиболее заметна у газов (для идеального газа α=l/T), у жидкостей она проявляется слабее. У нек-рых в-в в тв. состоянии (кварца, инвара и др.) коэфф. α мал и практи­чески постоянен в широком интерва­ле Т. При Т →0 коэфф, α→0.

Т. р. газов обусловлено увеличе­нием кинетич. энергии ч-ц газа при его нагреве и совершением за счёт этой энергии работы против внеш. давления. У тв. тел и жидкостей Т. р. связано с несимметричностью (ангармонизмом) тепловых колебаний атомов, благодаря чему межатомные расстояния с рос­том Т увеличиваются (см. Колебания кристаллической решётки). Эксперим. определение α и αл осуществляется методами дилатометрии. Т. р. тел учитывается при конструировании всех установок, приборов и машин, рабо­тающих в переменных температурных условиях.

•  Новикова  С.  И.,  Тепловое  рас­ширение  твердых  тел,  М.,  1974;  Гиршфельдер  Дж.,  Кертисс  Ч., Берд  Р.,  Молекулярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М.,  1961.

ТЕПЛОВОЙ ПОТОК, количество теп­лоты, переданное через изотермич. поверхность в ед. времени. Размер­ность Т. п. совпадает с размерностью мощности. Т. п. измеряется в ваттах или ккал/ч (1 ккал/ч = 1,163 Вт). Т. п., отнесённый к ед. изотермич. поверхности, наз. плотностью Т. п., уд. Т. п. или тепловой нагрузкой; обозначается обычно q, измеряется в Вт/м2 или ккал/(м2•ч). п.— вектор, любая компонента к-рого численно равна кол-ву теплоты, передаваемой в ед. времени через ед. площади, перпендикулярной к направ­лению взятой компоненты.

ТЕПЛОВОЙ ШУМ, флуктуационные токи и напряжения, обусловленные тепловым движением носителей заря­да в проводниках. См. Флуктуации электрические.

ТЕПЛОВЫЕ НЕЙТРОНЫ, нейтроны с кинетич. энергией от 0,5 эВ до 5X10-3 эВ; получаются при замедлении нейтронов до теплового равновесия с атомами замедляющей среды (термализация нейтронов). Распределе­ние Т. н. в замедлителе по скоростям определяется его темп-рой Т в соот­ветствии с Максвелла распределением для молекул газа. Энергия, соответ­ствующая наиб. вероятной скорости Т. н., равна 8,6•10-5 Т эВ (Т — абс. темп-ра).

•  См.  при  ст.  Нейтронная  физика.

ТЕПЛОЁМКОСТЬ, количество теп­лоты, поглощаемой телом при нагревании на 1 градус (1°С или 1К); точнее — отношение кол-ва теплоты, поглощаемой телом при бесконечно малом изменении его темп-ры, к этому изменению. Т. ед. массы в-ва (г, кг) наз. удельной Т., 1 моля в-ва — моляр­ной (мольной) Т. Ед. Т. служат Дж/(кг•К), Дж/(моль•К), Дж/(м3•К) и внесистемная ед. кал/(моль•К).

Кол-во теплоты, поглощённой телом при изменении его состояния, зависит не только от начального и конечного состояний (в частности, от их темп-ры), но и от способа, к-рым был осуществ­лён процесс перехода между ними. Соответственно от способа нагревания тела зависит и его Т. Обычно разли­чают Т. при пост. объёме (cv) и Т. при пост. давлении (ср), если в процессе нагревания поддерживаются постоян­ными соответственно его объём или давление. При нагревании при пост. давлении часть теплоты идёт на произ­водство работы расширения тела, а часть — на увеличение его внутренней энергии, тогда как при нагревании при пост. объёме вся теплота расхо­дуется на увеличение внутр. энергии; в связи с этим cp всегда больше, чем cv. Для газов (разреженных настоль­ко, что их можно считать идеальными) разность мольных Т. ср-cv=R, где R — универс. газовая постоянная, равная 8,314 Д ж/(моль•К), или 1,986 кал/(моль•К). У жидкостей и тв. тел разница между ср и cv сравни­тельно мала.

Из 1-го и 2-го начал термодинамики следует, что ср= Т(дS/дТ)р, а cv=T(дS/дT)v, т. е. Т. пропорц. произ­водной от энтропии S системы по темп-ре Т при соответствующих усло­виях.

Теор. вычисление Т., в частности её зависимости от темп-ры тела, не может быть осуществлено при помощи чисто термодинамич. методов и требует при­менения методов статистической физики (знания микроструктуры в-ва). Для газов вычисление Т. сводится к вычислению ср. энергии теплового движения отд. молекул. Это движение складывается из поступат. и вращат. движений молекулы как целого и из колебаний атомов внутри молекулы. Согласно классич. статистике, на каж­дую степень свободы поступат. и вращат. движений приходится в моль­ной Т. (сv) газа величина, равная R/2, а на каждую колебат. степень свободы — R; это правило наз. рав­нораспределения законом. Ч-ца одно­атомного газа обладает всего тремя поступат. степенями свободы, соответ­ственно его Т. сv должна соста­влять 3R/2 [т. е.ок. 12,5 Дж/(моль•К), или 3 кал/(моль•град)], что хорошо согласуется с опытом. Молекула двухатомного газа обладает тремя по­ступательными, двумя вращат. и одной колебат. степенями свободы, и закон равнораспределения приводит к значению сv=7R/2; опыт показы­вает, что Т. моля двухатомного газа (при обычных темп-рах) составляет

746

5R/2. Ото расхождение теории и эксперимента связано с тем, что при вычислении Т. необходимо учитывать квантовые эффекты, т. е. пользоваться квантовой статистикой. Согласно кван­товой механике, всякая система ч-ц, совершающих колебания или враще­ния (в т. ч. молекула газа), может обладать лишь определёнными диск­ретными значениями энергии. Если энергия теплового движения в системе недостаточна для возбуждения коле­баний определённой частоты, то эти колебания не вносят своего вклада в Т. системы (соответствующая степень свободы оказывается «заморожен­ной» — к ней неприменим закон рав­нораспределения). Темп-ра Т, при достижении к-рой закон равнораспре­деления оказывается применимым к вращат. или колебат. степени свободы, определяется квантовомеханич. соот­ношением Т >>hν/k, где ν — частота колебаний.

Интервалы между вращат. уровня­ми энергии двухатомной молекулы (делённые на k) составляют всего неск. К и лишь для такой лёгкой молекулы, как молекула водорода, достигают сотни К. Поэтому при обычных темп-рах вращат. часть Т. двухатомных (а также многоатомных) газов подчи­няется закону равнораспределения. Интервалы же между колебат. уров­нями энергии достигают неск. тысяч К, и поэтому при обычных темп-рах закон равнораспределения неприменим к колебат. части Т. по квантовой статистике приводит к ре­зультату, что колебат. Т. быстро убы­вает при понижении темп-ры, стремясь к нулю. Этим объясняется то обстоя­тельство, что уже при обычных темп-рах колебат. часть Т. практически отсутствует и Т. моля двухатомного газа равна 5R/2 вместо 7R/2.

При достаточно низких темп-рах Т. вообще должна вычисляться с помощью квантовой статистики. Как оказывается, Т. убывает с пониже­нием темп-ры к нулю при Т →0 в согласии с т. н. принципом Нернста (третьим началом термодинамики).