Словарь (стр. 11 )

В тв. (кристаллич.) телах тепловое движение атомов представляет собой малые колебания вблизи определён­ных положений равновесия (узлов крист. решётки). Каждый атом обла­дает, т. о., тремя колебат. степенями свободы, и, согласно закону равнорас­пределения, мольная Т. тв. тела (Т. крист. решётки) должна быть равной 3nR, где n — число атомов в молеку­ле. В действительности, однако, это значение — лишь предел, к к-рому стремится Т. тв. тела при высоких темп-рах. Он достигается уже при обыч­ных темп-рах у мн. элементов, в т. ч. металлов (n=1, т. н. Дюлонга и Пти закон) к у нек-рых простых соединений [NaCl, MnS(n=2), PbCl2(n=3) и др.]; у сложных соединений этот предел фактически не достигается, т. к. раньше наступает плавление в-ва или его разложение.

ТЕПЛОЁМКОСТЬ ср НЕК-РЫХ ГАЗОВ (в  Дж/(моль•К), ЖИДКОСТЕЙ И ТВЁРДЫХ ТЕЛ (в кДж/(кг•К) ПРИ ATM. ДАВЛЕНИИ И ПРИ t=25°С

При низких темп-рах решёточная составляющая Т. тв. тела оказывается пропорц. кубу абс. темп-ры (Дебая закон теплоёмкости). Критерием, позволяющим различать высокие и низкие темп-ры, явл. сравнение их с характерным для каждого данного в-ва параметром — т. н. характери­стической, или дебаевской, темп-рой θД. Эта величина определяется спект­ром колебания атомов в теле и тем самым существенно зависит от его крист. структуры (см. Колебания кристаллической решётки). Обычно 6д — величина порядка неск. сот К, но может достигать (напр., у алмаза) и тысяч К (см. Дебая температура).

У металлов определённый вклад в Т. дают также и эл-ны проводимости (т. н. электронная Т.). Эта часть Т. может быть вычислена с помощью квантовой статистики Фер­ми, к-рой подчиняются эл-ны. Элект­ронная Т. металла пропорц. первой степени абс. темп-ры. Она представ­ляет собой, однако, сравнительно ма­лую величину, её вклад в Т. металла становится существенным лишь при темп-рах, близких к абс. нулю (по­рядка неск. К), когда решёточная Т. (~ Т3) становится пренебрежимо малой. У крист. тел с упорядоченным расположением спиновых магн. мо­ментов атомов (ферро - и антиферромагнетиков) существует дополнит. магн. составляющая Т. При темп-ре фазового перехода в парамагн. со­стояние (в Кюри точке, или, соответ­ственно, Нееля точке) эта составляю­щая Т. испытывает резкий подъём - наблюдается «пик» Т., что явл. харак­терной особенностью фазовых перехо­дов II рода.

• , , Молекулярная физика, 2 изд., М., 1975; , , Статистическая физика, 3 изд., М., 1976 (Теоретич. физика, т. 5); Таблицы физиче­ских величин. Справочник, под ред. , М., 1976. 

.

ТЕПЛООБМЕН, самопроизвольный не­обратимый процесс переноса теплоты, обусловленный градиентом темп-ры. В общем случае перенос теплоты мо­жет также вызываться неоднородно­стью полей др. физ. величин, напр. гра­диентом концентраций (см. Дюфура эф­фект). Различают след. виды Т.: теп­лопроводность, конвекция, лучистый теплообмен, Т. при фазовых превра­щениях; на практике Т. часто осуще­ствляется несколькими видами сразу. Т. определяет или сопровождает мн. процессы в природе (напр., эволюцию звёзд и планет, метеорологич. процес­сы на поверхности Земли и т. д.), технике и в быту. Во мн. случаях, напр. при исследовании процессов сушки, испарит. охлаждения, диффу­зии, Т. рассматривается совместно с массообменом. Т. между двумя тепло­носителями (газами, жидкостями) через разделяющую их тв. стенку или через поверхность раздела между ними наз. теплопередачей.

ТЕПЛООТДАЧА, теплообмен между поверхностью тв. тела и соприкасаю­щейся с ней средой — теплоносите­лем (жидкостью, газом). Т. осуществ­ляется конвекцией, теплопроводностью, лучистым теплообменом. при свободном и вынужденном дви­жении теплоносителя, а также при из­менении его агрегатного состояния. характеризуется коэфф. Т.— количеством теплоты, переданным в ед. времени через ед. поверхности при разности темп-р меж­ду поверхностью и средой-теплоноси­телем в 1 К. Т. можно рассматривать как часть более общего процесса теплопередачи.

ТЕПЛОПЕРЕДАЧА, теплообмен меж­ду двумя теплоносителями через разделяющую их тв. стенку или через поверхность раздела между ними. Т. включает в себя теплоотдачу от более горячей жидкости или газа к стенке, теплопроводность в стенке, теплоотдачу от стенки к более холод­ной подвижной среде. Интенсивность передачи теплоты при Т. характери­зуется коэффициентом теп­лопередачи k, численно равным кол-ву теплоты, к-рое передаётся через ед. площади поверхности стенки в ед. времени при разности темп-р между теплоносителями в 1 К. Коэфф. k зави­сит от температурного напора AT и теплового потока δQ через элемент по­верхности раздела dS: k=δ/(ΔTdS). Величина R =1/k наз. полным термич. сопротивлением Т. Напр., для одно­слойной стенки

где α1 и α2— коэфф. теплоотдачи от горячей жидкости к поверхности стен­ки и от поверхности стенки к холодной жидкости; 6 — толщина стенки; λ — коэфф. теплопроводности. В большин­стве встречающихся на практике слу­чаев k определяется опытн ым путём.

747

• III о р и н С. Н., Теплопередача, 2 изд., М., 1964; , , Основы теплопередачи, 2 изд., М., 1973. 

.

ТЕПЛОПРОВОДНОСТИ УРАВНЕ­НИЕ, уравнение, описывающее процесс распространения теплоты в сплош­ной среде (газе, жидкости или тв. теле); осн. ур-ние матем. теории теплопро­водности. Т. у. выражает тепловой баланс для малого элемента объёма среды с учётом поступления теплоты от источников и тепловых потерь через поверхность элементарного объ­ёма вследствие теплопроводности. Для изотропной неоднородной среды Т. у. имеет вид:

где ρ — плотность среды; сV — теп­лоёмкость среды при пост. объёме V; t — время; х, у, z — координаты; Т= = Т(х, у, z)—темп-ра, к-рая вычисля­ется при помощи Т. у.; λ — коэфф. теплопроводности; F=F(x, y, z) — заданная плотность тепловых источ­ников. Величины ρ, cV, λ зависят от координат и, вообще говоря, от Т. В случае изотропной однородной среды Т. у. принимает вид:

где ΔТ — оператор Лапласа для Т, а2=λ/(ρcV) — коэфф. температуропро­водности, f=F/(ρcV). В стационарном состоянии, когда Т не меняется со временем, Т. у. переходит в Пуассона уравнение: ΔT—f/a2=F/λ, а при от­сутствии источников теплоты  в Лапласа уравнение ΔТ=0. Процессы диффузии также описываются ур-ния­ми типа Т. у.

• Тепло­проводность твердых тел, пер. с англ., М., 1964; , Уравне­ния математической физики, 4 изд., М., 1981; II., , Уравнения математической физики, 3 изд., М., 1966. 

.

ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ, один из видов переноса теплоты от более нагретых частей тела к менее нагретым, приво­дящий к выравниванию темп-ры. перенос энергии осуществляется в результате непосредств. передачи энер­гии от ч-ц (молекул, атомов, эл-нов), обладающих большей энергией, ч-цам с меньшей энергией. Если относит. изменение темп-ры Т на расстоянии ср. длины свободного пробега ч-ц l мало, то выполняется осн. закон Т. (закон Фурье): плотность теплового потока q пропорциональна градиенту темп-ры grad Т:

где λ — коэфф. Т., или просто Т., не зависит от grad Т (λ зависит от агрегатного состояния в-ва, его атомно-молекулярного строения, темп-ры, давления, состава и т. д.).

Отклонения от закона Фурье могут появиться при очень больших значе­ниях grad Т (напр., в сильных удар­ных волнах), при низких температу­рах (для жидкого Не II) и при темп-рах ~104—105 К, когда в газах пе­ренос энергии осуществляется не толь­ко в результате межатомных столкно­вений, но в основном за счёт излучения (лучистая Т.). В разреженных газах, когда l сравнимо с расстоянием L между стенками, ограничивающими объём газа, молекулы чаще сталкива­ются со стенками, чем между собой. При этом нарушается условие приме­нимости закона Фурье и само понятие локальной темп-ры газа теряет смысл. В этом случае рассматривают не про­цесс Т. в газе, а теплообмен между телами, находящимися в газовой среде. в сплошной среде описы­вается теплопроводности уравнением. Для идеального газа, состоящего из тв. сферич. молекул диаметром d, согласно кинетической теории газов, справедливо следующее выражение

для  λ

где ρ — плотность газа, cV — тепло­ёмкость единицы массы газа при пост. объёме V, v — ср. скорость движения молекул. Поскольку l пропорциональ­на 1/р, а ρ~ р (р — давление газа), то Т. такого газа не зависит от р. Кроме того, коэффициенты Т. λ и вязкости η связаны соотношением: λ=5/2ηcV. В случае газа, состоящего из многоатомных молекул, существен­ный вклад в К вносят внутр. степени свободы молекул, что учитывает соот­ношение:

λ=ηcV[(9γ-5)/4],

где γ=cp/cV, cp — теплоёмкость при постоянном р. В реальных газах Т.— довольно сложная ф-ция Т и р, причём с ростом Т и р значение λ возрастает. Для газовых смесей λ может быть как больше, так и меньше Я компонентов смеси, т. е. Т.— нели­нейная ф-ция состава.

В плотных газах и жидкостях ср. расстояние между молекулами срав­нимо с размерами самих молекул, а кинетич. энергия движения молекул того же порядка, что и потенц. энергия межмолекулярного взаимодействия. В связи с этим перенос энергии столк­новениями происходит значительно интенсивнее, чем в разреженных га­зах, и скорость передачи энергии моле­кул от горячих изотермич. слоев жид­кости к более холодным близка к скорости распространения малых возмущений р, равной скорости звука, т. е. λ=ρcVusL, где us — скорость звука в жидкости, L — ср. расстоя­ние между молекулами. Эта ф-ла луч­ше всего выполняется для одноатом­ных жидкостей. Как правило, Я жид­костей убывает с ростом Т и слабо возрастает с ростом р.