Теплопроводность

Теплопроводность материала является мерой его способности проводить тепло. Обычно его обозначают как $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$, $\lambda \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\}$или $\kappa \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; kappa\}$.

Передача тепла происходит в более низкой скорости в материалах с низкой теплопроводностью, чем в материалах с высокой теплопроводностью. Например, металлы обычно высокой теплопроводностью и очень эффективно проводят тепло, как противоположное верно для изоляционных материалов, таких как пенополистирол. Соответственно, материалы с высокой теплопроводностью используются в качестве теплоизоляции теплоотводов, а материалы с низкой теплопроводностью используются в качестве теплоизоляции . Обратная величина теплопроводности называется удельным тепловым сопротивлением.

. Определяющее уравнение для теплопроводности: $q\; =\; -\; k\; \nabla \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; =\; -k\; \backslash \; nabla\; T\}$, где $q\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\}$- Тепловой поток, $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$- теплопроводность, а $\nabla \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; nabla\; T\}$- это градиент температуры. Это известно как закон Фурье для теплопроводности. Хотя обычно выражается как скаляр, наиболее общей формой теплопроводности является тензор второго ранга. Тензорное описание становится необходимым только для материалов, которые анизотропны.

• 1 Определение
  • 1.1 Простое определение
  • 1.2 Общее определение
  • 1.3 Другие значения
• 2 Единицы
• 3 Измерение
• 4 Экспериментальные значения
• 5 Факторы влияния
  • 5.1 Температура
  • 5.2 Химическая фаза
  • 5.3 Термическая анизотропия
  • 5.4 Электропроводность
  • 5.5 Магнитное поле
  • 5.6 Газовые фазы
  • 5.7 Изотопная чистота
• 6 Теоретический прогноз
  • 6.1 Газы
  • 6.2 Жидкости
  • 6.3 Металлы
  • 6.4 Волны в решетке
• 7 Преобразование единиц в абсолютные и наоборот
  • 7.1 Пример расчета
• 8 Уравнения
• 9 См. Также
• 10 Ссылки
• 11 Дополнительная литература
  • 11.1 Тексты для бакалавриата (инженерия)
  • 11.2 Тексты для бакалавриата (физика)
  • 11.3 Тексты для выпускников
• 12 Внешние ссылки

Простое определение

Теплопроводность может быть определена в терминах теплового потока $q\; \{\backslash \; displaystyle\; q\}$через разницу температур.

Рассмотрим твердый материал, расположенный между двумя средами с разными температурами. Пусть $T\; 1\; \{\backslash \; displaystyle\; T\_\; \{1\}\}$будет температурой при $x\; =\; 0\; \{\backslash \; displaystyle\; x\; =\; 0\}$и $T\; 2\; \{\backslash \; displaystyle\; T\_\; \{2\}\}$- температура в $x\; =\; L\; \{\backslash \; displaystyle\; x\; =\; L\}$, и предположим, что $T\; 2>T\; 1\; \{\backslash \; displaystyle\; T\_\; \{2\}>T\_\; \{1\}\}$. Возможная реализация этой сценарии - в холодный зимний день: твердым оборудованием в данном здании, отделяющая холодную внешнюю внешнюю внешнюю среду теплой внутренней среды.

Согласно термодинамики, тепло будет течь из горячей среды в холодную, пытаясь уравновесить разницу температур. Это количественно выражается как Тепловой поток $q\; \{\backslash \; displaystyle\; q\}$, который дает скорость на единицу площади, с которой тепло течет в заданном направлении (в данном направлении оси x). гих материалов $q\; \{\backslash \; displaystyle\; q\}$наблюдается прямо пропорционально разнице температурной и обратно пропорционально разделению:

$q\; =\; -\; k\; \cdot \; T\; 2\; -\; T\; 1\; L.\; \{\backslash \; displaystyle\; q\; =\; -k\; \backslash \; cdot\; \{\backslash \; frac\; \{T\_\; \{2\}\; -T\_\; \{1\}\}\; \{L\}\}.\}$

Константа пропорциональности $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$- теплопроводность; это физическое свойство материала. В данной сценарии, поскольку $T\; 2>T\; 1\; \{\backslash \; displaystyle\; T\_\; \{2\}>T\_\; \{1\}\}$тепловые потоки в направлении минус x и $q\; \{\backslash \; displaystyle\; q\}$отрицательно, что, в свою очередь, означает, что $k>0\; \{\backslash \; displaystyle\; k>0\}$. В общем, $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$всегда определяется как положительное. То же определение $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$также может быть распространено на газы и жидкости, при условии, что другие способы передачи энергии, такие как конвекция и излучение, исключены.

Для простоты здесь предположили, что $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$не меняется при изменении температуры от $T\; 1\; \{\backslash \; displaystyle\; T\_\; \{1\}\}$до $Т\; 2\; \{\backslash \; displaystyle\; T\_\; \{2\}\}$. Случаи, когда изменение температуры $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$не является незначительным, необходимо рассматривать, используя более общее определение $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$обсуждается ниже.

Общее определение

Теплопроводность определяет перенос энергии из-за случайного молекулярного движения через градиент температуры. Он отличается от переноса энергии конвекцией и молекулярной работой тем, что не включает макроскопические потоки или рабочие внутренние.

Поток энергии за счет теплопроводности классифицируется как тепло и количественно выражается вектором $q\; (r,\; t)\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\}$, который дает тепловой поток в позиции $r\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{r\}\}$и времени $t\; \{\backslash \; displaystyle\; t\}$. Согласно второму термодинамики, тепло течет от высокой к законной температуре. Следовательно, разумно постулировать, что $q\; (r,\; t)\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\}$пропорционально градиенту температурного поля $T\; (r,\; t)\; \{\backslash \; displaystyle\; T\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\}$, т.е.

$q\; (р,\; T)\; знак\; равно\; -\; К\; \nabla \; T\; (r,\; t),\; \{\backslash \; Displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\; =\; -\; к\; \backslash \; набла\; T\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t),\}$

где константа измености, $k>0\; \{\backslash \; displaystyle\; k>0\}$, это закон теплопроводности. Это закон теплопроводности Фурье. На самом деле это теплопроводность в терминальной системе. {q} (\ mathbf {r}, t)}и $T\; (r,\; t)\; \{\backslash \; displaystyle\; T\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\}$. Таким образом, его полезность зависит от качества определения $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$для данного материала при условиях. Константа $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$обычно зависит от $T\; (r,\; t)\; \{\backslash \; displaystyle\; T\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\}$и, следовательно, неявно о пространственно-в ременная зависимость также може т быть, если материалнороден или изменяется со временем.

В некоторых твердых телах теплопроводность анизотропна, то есть тепловой поток не всегда параллелен потоку тепла. температурный градиент. Чтобы учесть такое поведение, необходимо использовать тензорную форму закона Фурье:

$q\; (r,\; t)\; =\; -\; \kappa \; \cdot \; \nabla \; T\; (r,\; t)\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\; =\; -\; \{\backslash \; boldsymbol\; \{\backslash \; kappa\}\}\; \backslash \; cdot\; \backslash \; nabla\; T\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\}$

где $\kappa \; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; boldsymbol\; \{\backslash \; kappa\}\}\}$- симметричный тензор второго ранга, называемый тензором теплопроводности.

Неявным предположением в данном описании является наличие локального термодинамического равновесия, которое позволяет определить температурное поле $T\; (r,\; t)\; \{\backslash \; displaystyle\; T\; (\backslash \; mathbf\; \{r\},\; t)\; \}$.

Другие величины

в инженерной практике используют терминах, которые являются производными от теплопроводности и неявно учитывают конструктивные особенности, такие как размеры компонентов.

Например, теплопроводность определяется как количество тепла, которое проходит за единицу времени через пластину определенной площади и толщины, когда ее противоположные стороны отличаются по температуре на один кельвин. Для теплопроводности $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$, площади $A\; \{\backslash \; displaystyle\; A\}$и толщины $L\; \{\backslash \; displaystyle\; L\}$, проводимость составляет $k\; A\; /\; L\; \{\backslash \; displaystyle\; kA\; /\; L\}$, измеренная в W⋅K. Связь между теплопроводностью и проводимостью через аналогичную проводимость между электрической проводимостью и электрической проводимостью.

Тепловое сопротивление является обратной величиной теплопроводности. Это удобная мера для использования в многокомпонентной конструкции, как термическое сопротивление является аддитивным, когда встречается в серии .

. Существует мера, как коэффициент теплопередачи : также количество тепла, которое проходит за единица времени через единицу площади пластины, имеющей толщину, когда ее противоположные грани отличаются по температуре на один кельвин. В ASTM C168-15 эта величина, не зависящая от площади, регистрируется как «теплопроводность». Обратное значение теплопередачи составляет теплоизоляция . Таким образом, для пластины теплопроводности $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$, площади $A\; \{\backslash \; displaystyle\; A\}$и толщины $L\; \{\backslash \; displaystyle\; L\}$, мы имеем

• теплопроводность = $k\; A\; /\; L\; \{\backslash \; displaystyle\; kA\; /\; L\}$, измеренная в W⋅K.
  • тепловое сопротивление = $L\; /\; (k\; A)\; \{\backslash \; displaystyle\; L\; /\; (kA)\}$, измеряется в кВт.
• коэффициент теплопередачи = $k\; /\; L\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; /\; L\}$, измеряется в Вт⋅K⋅м.
  • теплоизоляция = $L\; /\; k\; \{\backslash \; displaystyle\; L\; /\; k\}$, измеряется в км⋅Вт.

Коэффициент теплопередачи также известен как в том смысле, что материал может рассматривать как пропускающий тепло для потока.

Дополнительный термин, коэффициент теплопередачи, количественно определяет теплопроводность конструкции вместе с теплотой переносной из-за конвекции и излучения. Он измеряется в тех же единицах, что и теплопроводность, а иногда называется комбинированной теплопроводностью. Также используется термин значение U.

Наконец, коэффициент температуропроводности $\alpha \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; alpha\}$объединяет теплопроводность с плотностью и удельной теплоемкостью :

$\alpha \; =\; k\; \rho \; cp\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; alpha\; =\; \{\backslash \; frac\; \{k\}\; \{\backslash \; rho\; c\_\; \{p\}\}\}\}$.

Таким образом, он количественно определяет температуру тепловую инерцию материала, то есть относительную трудность посредством материала до заданной с использованием источников тепла, приложенных к границе.

В Среди единиц системы (СИ) теплопроводность измеряется в ватт на метр-кельвин (W /(m ⋅K )). В некоторых документах указывается ваттах на сантиметр-кельвин (Вт / (см⋅К)).

В имперских единицах теплопроводность измеряется в BTU /(h ⋅ft ⋅°F ).

размер теплопроводности - это MLTΘ, выраженный в единицах измерения масса (M), длина (L), время (T) и температура (Θ).

Используемые единицы, используемой слопроводностью, широко используемыми в строительстве и текстильной промышленности. В строительной отрасли используются такие меры, как R-значение (сопротивление) и U-value (пропускание или проводимость). Несмотря на то, что они связаны с теплопроводностью материала, используемого в изоляционном продукте или сборке, значения R и U измеряются на единицу площади и зависят от толщины продукта или сборки.

Подобным образом текстиль В промышленности есть несколько единиц, включая tog и clo, которые выражают термическое сопротивление материала способом, аналогичным значениям R, используемым в строительной отрасли.

Есть несколько способов измерения теплопроводности; каждый подходит для ограниченного набора материалов. Вообще говоря, есть две категории методов измерения: установившиеся и переходные. Методы установившегося состояния определяют теплопроводность на основании результатов измерения состояния материала после достижения установившегося состояния профиля температуры, тогда как методы переходного состояния работают с мгновенным состоянием системы во время приближения к установившемуся состоянию. Не имея явной временной составляющей, методы установившегося состояния не требуют сложного анализа сигналов (установившееся состояние подразумевает постоянные сигналы). Недостатком является то, что обычно требуется хорошо спроектированная экспериментальная установка, время, необходимое для достижения установившегося состояния, исключает возможность быстрого измерения.

По сравнению с твердыми материалами тепловые свойства жидкостей сложнее исследовать экспериментально. Это связано с тем, что помимо теплопроводности обычно присутствует конвективный и радиационный перенос энергии, если не принимаются меры для ограничения этих процессов. Образование изолирующего пограничного также может привести к заметному снижению теплопроводности.

Экспериментальные значения теплопроводности

Теплопроводность обычных веществ составляет не менее четырехмерных величин. Газы обычно имеют низкую теплопроводность, а чистые металлы - высокая теплопроводность. Например, при стандартных условиях теплопроводность меди более чем в 10000 раз больше, чем у воздуха.

Из всех материалов аллотропы углерода, такие как графит и алмаз, обычно обладают самой высокой теплопроводностью при комнатной температуре.. Теплопроводность природного алмаза при комнатной температуре в несколько раз выше, чем такая медь (хотя приемлемого значения определяется в зависимости от типа алмаза ).

Теплопроводность выбранных веществ приведена в таблице; Расширенный список можно найти в <

Вещество	Теплопроводность (Вт · м · K)	Температура (°). 105>список теплопроводностей. C)
Воздух	0,026	25
Пенополистирол	0,033	25
Вода	0,6089	26, 85
Бетон	0,92	–
Медь	384,1	18,05
Природный алмаз	895–1350	26,85

Температура

Влияние температуры на теплопроводность для металлов и неметаллов различно. В металлах теплопроводность в основном обусловлена ​​свободными электронами. Следуя Вид Зако н Манна - Франца, теплопроводность металлов пропорциональна температуре (в кельвинам ), абсолютной на электрическую проводимость. В чистых металлах электропроводность увеличивается с повышением, таким образом, температура работы двух, теплопроводность, остается примерно постоянным. Однако по мере приближения температуры к абсолютному нулю теплопроводность резко уменьшается. В сплавах изменение электропроводности обычно меньше, и поэтому теплопроводность увеличивается с температурой, часто пропорционально температуре. Многие чистые металлы имеют пиковую теплопроводность между 2 К и 10 К.

С другой стороны, теплопроводность в неметаллах в основном обусловлена ​​колебаниями решетки (фононы ). За высокое качество высококачественных кристаллов при низких температурах. Таким образом, теплопроводность неметаллов примерно постоянна при высоких температурах. При низких температурах, значительно ниже температуры Дебая, теплопроводность уменьшается, как и теплоемкость, из-за рассеяния носителей на дефектах при очень низких температурах.

Химическая фаза

Когда материал претерпевает фазовое изменение (например, из твердого в жидкое), теплопроводность может резко измениться. Например, когда лед тает с образованием жидкой воды при 0 ° C, теплопроводность изменяется с 2,18 Вт / (м⋅K) до 0,56 Вт / (м⋅K).

Еще более резко, тепловая проводимость жидкости расходится вблизи парожидкостной критической точки.

Термическая анизотропия

Некоторые вещества, такие как не кубические кристаллы, могут проявлять разную теплопроводность вдоль различных осей кристалла из-за различий в фононной связи вдоль оси данной кристалла. Сапфир является ярким образцом зависимости от ориентации и температуры: 35 Вт / (м⋅K) по оси c и 32 / (м⋅K) Вт по оси a. Древесина обычно лучше проводит вдоль волокон, чем поперек. Другими примерами материалов, у которых теплопроводность изменяется в зависимости от направления, подвергшегося воздействию металлы, подвергшиеся тяжелому холодному прессованию, ламинированные материалы, кабели, материалы, используемые для системы теплового космического челнока. и армированные волокном композитные структуры.

Когда присутствует анизотропия, направление теплового потока может не совпадать с направлением теплового градиента.

Электропроводность

В металлах теплопроводность соответствует электропроводности в соответствии с законом Видемана - Франца, поскольку свободно движущиеся валентные электроны не передаются только электрическим током, но и тепловая энергия. Общая корреляция между электропроводностью и теплопроводностью соблюдается для других материалов из-за повышенного значения фононных носителей тепла в неметаллах. серебро с высокой электропроводностью менее теплопроводно, чем алмаз, который является электрическим изолятором, но благодаря упорядоченному расположению оно проводит тепло через фононы..

Магнитное поле

Влияние магнитных полей на теплопроводность как Тепловой эффект Холла или эффект Риги - Ледука.

Газообразные фазы

Компоненты выхлопной системы с керамическими покрытиями, имеющими низкую теплопроводность, уменьшают нагрев близлежащих чувствительных компонентов.

Воздух и другие газы, как правило, являются хорошими изоляторами при отсутствии конвекции. Следовательно, многие изоляционные материалы функционируют просто за счет большого количества заполненных газом карманов, которые препятствуют пути теплопроводности. Примеры включают вспененный и экструдированный полистирол (обычно называемый «пенополистиролом») и кремнезем аэрогель, а также теплую одежду. Природные биологические изоляторы, такие как мех и перья, доступные аналогичные эффекты, задерживая воздух в порах, карманах или пустотах, тем самым резко подавляя конвекцию воздуха или возле воды кожи животного.

Газы с низкой плотностью, такие как водород и гелий, обычно имеют высокую теплопроводность. Плотные газы, такие как ксенон и дихлордифторметан, обладают низкой теплопроводностью. Исключением является гексафторид серы, плотный газ, который имеет относительно высокую теплопроводность из-за своей высокой теплоемкости. Аргон и криптон, газы, более плотные, чем воздух, часто используются в стеклопакете (окнах с двойным остеклением) для улучшения их изоляционных характеристик.

Теплопроводность через объемные материалы в пористой или гранулированной форме определяет тип газа в газовой фазе и его давления. При более низких давлениях теплопроводность газовой фазы снижается, и это поведение определяется числом Кнудсена, определяемым как $K\; n\; =\; l\; /\; d\; \{\backslash \; displaystyle\; K\_\; \{n\}\; =\; l\; /\; d\}$, где $l\; \{\backslash \; displaystyle\; l\}$- длина свободного пробега молекулы газа, а $d\; \{\backslash \; displaystyle\; d\}$- типичный размер за пространством, заполненный газом. В гранулированном материале $d\; \{\backslash \; displaystyle\; d\}$соответствует характерному размеру газовой фазы в порах или межкристаллитных пространствах.

Изотопная чистота

теплопроводность кристалла может сильно зависеть от изотопной чистоты, если другие дефекты решетки пренебрежимо малы. Ярким примером является алмаз: при температуре около 100 K теплопроводность с 10,000 W ·m ·K для природного алмаза типа IIa (98,9% C ) 41 000 для синтетического алмаза с обогащением 99,9%. Значение 200000 прогнозируется для 99,999% C при 80 K быстро, во всем остальном кристалл.

Атомные механизмы теплопроводности различаются для разных материалов, и в целом зависят от деталей микроскопической структуры и атомных взаимодействий. Таким образом, теплопроводность трудно предсказать из первых принципов. Любые точные и общие выражения для теплопроводности, например отношения Грина-Кубо трудно применять на практике, обычно они состоят из средних значений по многочастичным корреляционным функциям. Заметным исключением является разреженный газ, для которого существует хорошо разработанная теория, точно и явно выражающая теплопроводность в терминах молекулярных параметров.

В газе теплопроводность обеспечивается дискретными столкновениями молекул. В упрощенной картине твердого тела теплопроводность происходит за счет двух механизмов: 1) колебания свободных электронов и 2) колебательные решетки (фононы ). Первый механизм доминирует в чистых металлах, а - в неметалческих твердых телах. В жидкостях, напротив, точные микроскопические механизмы теплопроводности плохо изучены.

Газы

В упрощенной модели разреженного одноатомного молекулы газа образуются как жесткие сферы, которые находятся в постоянном движении, упруго сталкиваются друг с другом и со стенками своего контейнера. Рассмотрим такой газ при температуре $T\; \{\backslash \; displaystyle\; T\}$и с плотностью $\rho \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; rho\}$, удельной теплоемкости $cv\; \{\backslash \; displaystyle\; c\_\; \{\; v\}\}$и молекулярная масса $m\; \{\backslash \; displaystyle\; m\}$. При этих предположениях элементарный расчет дает теплопроводность

$k\; =\; \beta \; \rho \; \lambda \; cv\; 2\; k\; BT\; \pi \; m,\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; =\; \backslash \; beta\; \backslash \; rho\; \backslash \; lambda\; c\_\; \{v\}\; \{\backslash \; sqrt\; \{\backslash \; frac\; \{2k\_\; \{\backslash \; text\; \{B))\}\}\; T\}\; \{\backslash \; pi\; m\}\}\},\}$

где $\beta \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; beta\}$- числовая константа порядка $1\; \{\backslash \; displaystyle\; 1\}$, $k\; B\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; \_\; \{\backslash \; text\; \{B\}\}\}$- это постоянная Больцмана, а $\lambda \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\}$- это средний свободныйег, который измеряет среднее расстояние, которое молекула проходит между столкновениями. Время $\lambda \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\}$обратно пропорционально плотности, это уравнение предсказывает, что теплопроводность не зависит от плотности при фиксированной температуре. Объяснение состоит в том, что увеличение плотности увеличивает количество молекул, которые переносят энергию, но уменьшают среднее расстояние $\lambda \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\}$, которое может пройти молекулу, чем передать свою молекулу другую молекуле: эти две эффекты отменяются. Для большинства газов это предсказание хорошо согласуется с экспериментами при давлениих примерно до 10 атмосферный. С другой стороны, эксперименты показывают более интенсивное повышение температуры, чем $k\; \propto \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; \backslash \; propto\; \{\backslash \; sqrt\; \{T\}\}\}$(здесь $\lambda \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; лямбда\}$не зависит от $T\; \{\backslash \; displaystyle\; T\}$). Этот провал элементарной теории можно отнести к чрезмерно упрощенной модели «упругой сферы» и, в частности, к тому факту, что притяжения между частями, присутствующие во всех реальных газах, игнорируются.

Чтобы включить более сложный межчастичный опыт, необходим систематический подход. Один из таких подходов которая обеспечивается теорией Чепмена - Энскога, выводит явные выражения для теплопроводности, исходя из уравнения Больцмана. Уравнение Больцмана, в свою очередь, обеспечивает статистическое описание разреженного газа для типичных межчастичных взаимодействий. Для одноатомного газа выражения для $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$, полученное таким образом, принимают

$k\; =\; 25\; 32\; \pi \; mk\; BT\; \pi \; \sigma \; 2\; \Omega \; (T)\; cv,\; \{\backslash \; displaystyle\; к\; =\; \{\backslash \; frac\; \{25\}\; \{32\}\}\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; sqrt\; \{\backslash \; pi\; mk\; \_\; \{\backslash \; text\; \{B\}\}\; T\}\}\; \{\backslash \; pi\; \backslash \; sigma\; ^\; \{2\}\; \backslash \; Omega\; (T)\}\}\; c\_\; \{\; v\},\}$

где $\sigma \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; sigma\}$- эффективный диаметр частицы, а $\Omega \; (T)\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; Omega\; (T)\}$- функция температуры, явный вид которой зависит от закона межчастичного взаимодействия. Для жестких упругих сфер $\Omega \; (T)\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; Omega\; (T)\}$не зависит от $T\; \{\backslash \; displaystyle\; T\}$и очень близко к $1\; \{\backslash \; displaystyle\; 1\}$. Более сложный алгоритм поведения вносит слабую температурную зависимость. Точный характер зависимости не всегда легко определить, поскольку $\Omega \; (T)\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; Omega\; (T)\}$определяет как многомерный интеграл, который не может быть выразим в терминах элементарных функций. Альтернативный эквивалентный способ представить результат в терминах вязкости $\mu \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mu\}$газа, которая также может быть вычислена в подходе Чепмена-Энскога. :

$k\; =\; f\; \mu \; cv,\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; =\; f\; \backslash \; mu\; c\_\; \{v\},\}$

где $f\; \{\backslash \; displaystyle\; f\}$- числовой коэффициент, который обычно зависит от молекулярной модели. Однако для гладких сферически-симметричных молекул $f\; \{\backslash \; displaystyle\; f\}$очень близко к $2,5\; \{\backslash \; displaystyle\; 2.5\}$, не отклоняясь более чем на $1\%\; \{\backslash \; displaystyle\; 1\; \backslash \%\}$для различных взаимодействий частиц. <Времени $k\; \{\backslash \; displaystyle\; k\}$, $\mu \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mu\}$и $cv\; \{\backslash \; displaystyle\; c\_\; \{v\}\}$каждый - хорошо - Определенные физические величины, которые могут быть оценены независимо друг от друга, это выражение обеспечивает удобную проверку теории. Для одноатомных газов, таких как благородные газы, использование эксперимента довольно хорошее.

Для газов, молекулы которые не являются сферически симметричными, выражение $k\; =\; f\; \mu \; cv\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; =\; f\; \backslash \; mu\; c\_\; \{v\}\}$все еще в силе. В отличие от сферически-симметричных молекул, $f\; \{\backslash \; displaystyle\; f\}$меняется в зависимости от конкретной формы межчастичных взаимодействий: это результат обмена энергией между внутренним и трансляционным степеней свободы молекулы. Явное рассмотрение этого эффекта затруднено в подходе Чепмена-Энскога. В качестве альтернативы было предложено приближенное выражение $f\; =\; (1/4)\; (9\; \gamma \; -\; 5)\; \{\backslash \; displaystyle\; f\; =\; (1/4)\; \{(9\; \backslash \; gamma\; -5)\}\}$по Eucken, где $\gamma \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; gamma\}$- это коэффициент теплоемкости газа.

Весь этот раздел предполагает среднее свободное пространство $\lambda \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\}$мал по сравнению с макроскопическими (системными) размерами. В режиме разбавленных газах это предположение не выполняется, и вместо этого теплопроводность описывается кажущейся теплопроводностью, которая уменьшается с плотностью. В конечном итоге, когда плотность достигает $0\; \{\backslash \; displaystyle\; 0\}$, система приближается к вакууму, и теплопроводность полностью прекращается. По этой причине вакуум - эффективный изолятор.

Жидкости

Точные механизмы теплопроводности в жидкостях плохо изучены: не существует молекулярной картины, которая была бы одновременно простой и точной. Примером простой, но очень грубой теории является структура Бриджмена, в которой используется аналогичная структура твердого тела, структурами, расположенными на решетке. Другие элементы вычисления приводят к выражению

$k\; =\; 3\; (NA\; /\; V)\; 2/3\; k\; B\; vs,\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; =\; 3\; (N\; \_\; \{\backslash \; text\; \{A\}\}\; /\; V)\; ^\; \{2/3\}\; k\_\; \{\backslash \; text\; \{B\}\}\; v\; \_\; \{\backslash \; text\; \{s\}\},\}$

где $NA\; \{\backslash \; displaystyle\; N\; \_\; \{\backslash \; text\; \{A\}\}\}$- константа Авогадро, $V\; \{\backslash \; displaystyle\; V\}$- объем моля жидкости, а $vs\; \{\backslash \; displaystyle\; v\; \_\; \{\backslash \; text\; \{s\}\}\}$- скорость звука в жидкости. Это обычно называется уравнением Бриджмена.

Металлы

Для металлов при низких температурах тепло переносится в основном свободными электронами. В этом случае средняя скорость - это скорость Ферми, которая не зависит от температуры. Длина свободной пробега определяется примесями и дефектами кристалла, которые также не зависят от температуры. Таким образом, единственная величина, зависящая от температуры, - это теплоемкость c, которая в данном случае пропорциональна T. Итак

$k\; =\; k\; 0\; T\; (металл\; при\; низкой\; температуре)\; \{\backslash \; displaystyle\; k\; =\; k\_\; \{0\}\; \backslash ,\; T\; \{\; \backslash \; text\; \{(металл\; при\; низкой\; температуре)\}\}\}$

с k 0 постоянной. Для чистых металлов, таких как медь, серебро и т.д. k 0 велико, поэтому теплопроводность высокая. При более высокой температурех длина свободного пробега ограничена фононами, поэтому теплопроводность имеет тенденцию уменьшаться с температурой. В сплавх плотность примесей очень высока, поэтому l и, следовательно, k малы. Поэтому для теплоизоляции можно использовать сплавы, такие как нержавеющая сталь.

Волны решетки

Перенос тепла как в аморфных, так и в кристаллических диэлектрических твердых телах осуществляется за счет упругих колебаний решетки (т. Е. фононов ). Теоретически этот транспортный механизм ограничивается упругим рассеянием акустических фононов на дефектах решетки. Это было подтверждено экспериментами Чанга и Джонса на промышленных стеклах и стеклокерамике, где было обнаружено, что длина свободного пробега ограничена «рассеянием на внутренней границе» до масштабов от 10 до 10 см.

Длина свободной пробега фононов была напрямую связана с эффективной релаксацией для процессов без направленной корреляции. Если V g - групповая скорость фононного волнового пакета, то длина релаксации $l\; \{\backslash \; displaystyle\; l\; \backslash ;\}$определяется как:

$l\; =\; V\; gt\; \{\backslash \; displaystyle\; l\; \backslash ;\; =\; V\; \_\; \{\backslash \; text\; \{g\}\}\; t\}$

где t - характерное время релаксации. Время продольных волны гораздо больше фазовую скорость, чем поперечные волны, V long намного больше, чем V trans, и длина релаксации или длина свободного пробега продольных фононов будет намного больше. Таким образом, теплопроводность будет в значительной степени определяться скоростью продольных фононов.

Что касается зависимости скорости волны от длины волны или частоты (дисперсия ), низкочастотные длинноволновые фононы будут длина релаксации ограничена упругим рэлеевским рассеянием. Этот тип рассеяния света мелкими частицами пропорционален четвертой степени частоты. Для более высоких частот мощность частоты будет уменьшаться до тех пор, пока на самых высоких частотах рассеяние не станет почти независимым от частоты. Подобные аргументы были впоследствии обобщены на многие стеклообразующие вещества с использованием рассеяния Бриллюэна.

Фононы в акустической ветви доминируют в фононной теплопроводности, поскольку они имеют большую дисперсию энергии и, следовательно, большее распределение фононных скоростей. Дополнительные оптические моды также могут быть вызваны наличием внутренней структуры (т.е. заряда или массы) в точке решетки; подразумевается, что групповая скорость этих мод мала, и поэтому их вклад в теплопроводность решетки λ L($\kappa \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; kappa\}$L) невелик.

Каждая фононная мода может быть разделены на одну продольную и две поперечные ветви поляризации. Путем экстраполяции феноменологии узлов решетки на элементарные ячейки видно, что общее количество степеней свободы равно 3pq, когда p - количество примитивных ячеек с q атомами на элементарную ячейку. Из них только 3p связаны с акустическими модами, остальные 3p (q - 1) размещаются через оптические ветви. Это означает, что структуры с большими p и q содержат большее количество оптических мод и уменьшенное λ L.

Из этих идей можно сделать вывод, что возрастающая сложность кристалла, которая описывается коэффициентом сложности CF (определяемым как количество атомов / примитивная элементарная ячейка), уменьшает λ L. Это было сделано путем предположения, что время релаксации τ уменьшается с увеличением числа атомов в элементарной ячейке, а затем соответствующего масштабирования параметров выражения для теплопроводности при высоких температурах.

Описание ангармонических эффектов затруднено, поскольку точное рассмотрение, как в гармоническом случае, невозможно, и фононы больше не являются точными собственными решениями уравнений движения. Даже если бы состояние движения кристалла можно было описать плоской волной в конкретный момент времени, его точность со временем постепенно ухудшалась бы. Развитие во времени должно быть описано путем введения спектра других фононов, который известен как фононный распад. Двумя наиболее важными ангармоническими эффектами являются тепловое расширение и фононная теплопроводность.

Только когда фононное число ‹n› отклоняется от равновесного значения ‹n›, может возникать тепловой ток, как указано в следующем выражении

$Q\; x\; =\; 1\; V\; \sum \; q,\; j\; \hslash \; \omega \; (⟨\; п⟩\; -\; ⟨N⟩\; 0)\; vx,\; \{\backslash \; displaystyle\; Q\_\; \{x\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{1\}\; \{V\}\}\; \backslash \; sum\; \_\; \{q,\; j\}\; \{\backslash \; hslash\; \backslash \; omega\; \backslash \; left\; (\backslash \; left\; \backslash \; langle\; n\; \backslash \; right\; \backslash \; rangle\; -\; \{\backslash \; left\; \backslash \; langle\; n\; \backslash \; right\; \backslash \; rangle\}\; ^\; \{0\}\; \backslash \; right)\; v\_\; \{x\}\}\; \{\backslash \; text\; \{,\}\}\}$

где v - скорость переноса энергии фононов. Существуют только два механизма, которые могут вызвать изменение ‹n› во времени в конкретном регионе. Количество фононов, которые диффундируют в область из соседних областей, отличается от тех, которые диффундируют наружу, или фононы распадаются внутри той же области на другие фононы. A special form of the Boltzmann equation

$d\; ⟨\; n\; ⟩\; d\; t\; =\; (\; \partial \; ⟨\; n\; ⟩\; \partial \; t)\; diff.\; +\; (\; \partial \; ⟨\; n\; ⟩\; \partial \; t)\; decay\; \{\backslash displaystyle\; \{\backslash frac\; \{d\backslash left\backslash langle\; n\backslash right\backslash rangle\; \}\{dt\}\}=\{\backslash left(\{\backslash frac\; \{\backslash partial\; \backslash left\backslash langle\; n\backslash right\backslash rangle\; \}\{\backslash partial\; t\}\}\backslash right)\}\_\{\backslash text\{diff.\}\}+\{\backslash left(\{\backslash frac\; \{\backslash \; partial\; \backslash \; left\; \backslash \; langle\; n\; \backslash \; right\; \backslash \; rangle\}\; \{\backslash \; partial\; t\}\}\; \backslash \; right)\}\; \_\; \{\backslash \; text\; \{decay\}\}\}$

утверждает это. Когда предполагаются стационарные условия, полное производное по времени от фононного числа равно нулю, потому что температура постоянна во времени и, следовательно, фононное число также остается постоянным. Изменение времени из-за распада фонона описывается приближением времени релаксации (τ)

$(\partial \; ⟨n⟩\; \partial \; t)\; decay\; =\; -\; ⟨n⟩\; -\; ⟨n⟩\; 0\; \tau ,\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; left\; (\{\backslash \; frac\; \{\backslash \; partial\; \backslash \; left\; \backslash \; langle\; n\; \backslash \; right\; \backslash \; rangle\}\; \{\backslash \; partial\; t\}\}\; \backslash \; right)\}\; \_\; \{\backslash \; text\; \{decay\}\}\; =\; -\; \{\backslash \; text\; \{\}\}\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; left\; \backslash \; langl\; e\; n\; \backslash \; right\; \backslash \; rangle\; -\; \{\backslash \; left\; \backslash \; langle\; n\; \backslash \; right\; \backslash \; rangle\}\; ^\; \{0\}\}\; \{\backslash \; tau\}\},\}$

который указывает, что большее число фононов отклоняется от своего равновесного значения, чем больше увеличивается его изменение во времени. В установившемся режиме и основном локальном тепловом равновесии мы получаем следующее уравнение

$(\partial \; (n)\; \partial \; t)\; diff.\; =\; -\; v\; x\; \partial \; (N)\; 0\; \partial \; T\; \partial \; T\; \partial \; x.\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; left\; (\{\backslash \; frac\; \{\backslash \; partial\; \backslash \; left\; (n\; \backslash \; right)\}\; \{\backslash \; partial\; t\}\}\; \backslash \; right)\}\; \_\; \{\backslash \; text\; \{diff.\}\}\; =\; -\; \{v\}\; \_\; \{x\}\; \{\; \backslash \; frac\; \{\backslash \; partial\; \{\backslash \; left\; (n\; \backslash \; right)\}\; ^\; \{0\}\}\; \{\backslash \; partial\; T\}\}\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; partial\; T\}\; \{\backslash \; partial\; x\}\}\; \{\backslash \; text\; \{.\}\}\}$

Используя приближение времени релаксации для уравнений Больцмана и предполагаемые стационарные условия, можно определить фононную теплопроводность λ L. Температурная зависимость для λ L возникает из-за множества процессов, значение которых для λ L зависит от интересующего температурного диапазона. Средняя длина свободной пробега является одним из факторов, определяющих температурную зависимость для λ L, как указано в следующем уравнении

$\lambda \; L\; =\; 1\; 3\; V\; \sum \; q,\; jv\; (q,\; j)\; \Lambda \; (q,\; j)\; \partial \; \partial \; T\; ϵ\; (\omega \; (q,\; j),\; T),\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; lambda\}\; \_\; \{L\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{1\}\; \{3V\}\}\; \backslash \; sum\; \_\; \{q,\; j\}\; v\; \backslash \; left\; (\; q,\; j\; \backslash \; right)\; \backslash \; Lambda\; \backslash \; left\; (q,\; j\; \backslash \; right)\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; partial\}\; \{\backslash \; partial\; T\}\}\; \backslash \; epsilon\; \backslash \; left\; (\backslash \; omega\; \backslash \; left\; (q,\; j\; \backslash \; right),\; T\; \backslash \; right),\}$

где Λ - длина свободного пробега фонона, а $\partial \; \partial \; T\; ϵ\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; partial\}\; \{\backslash \; partial\; T\}\}\; \backslash \; epsilon\}$обозначает теплоемкость. Это уравнение является результатом объединения четырех частей друг с другом, что $⟨vx\; 2⟩\; =\; 1\; 3\; v\; 2\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; left\; \backslash \; langle\; v\_\; \{x\}\; ^\; \{2\}\; \backslash \; right\; \backslash \; rangle\; =\; \{\backslash \; frac\; \{1\}\; \{3\}\}\; v\; ^\; \{2\}\}$для кубических или изотропных систем и $\Lambda \; =\; v\; \tau \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; Lambda\; =\; v\; \backslash \; tau\}$.

при низких температурахх (< 10 K) the anharmonic interaction does not influence the mean free path and therefore, the thermal resistivity is determined only from processes for which q-conservation does not hold. These processes include the scattering of phonons by crystal defects, or the scattering from the surface of the crystal in case of high quality single crystal. Therefore, thermal conductance depends on the external dimensions of the crystal and the quality of the surface. Thus, temperature dependence of λLопределяет удельной теплоемкости и пропорционально T.

Квазиимпульс фонона определяется как ℏq и отличается от нормального импульса, поскольку он определяется только в пределах произвольного произвольного обратного решетки. При более высоких температурах (10 К < T < Θ), the conservation of energy $\hslash \; \omega \; 1\; знак\; равно\; \hslash \; \omega \; 2\; +\; \hslash \; \omega \; 3\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; hslash\; \{\backslash \; omega\}\; \_\; \{1\}\; =\; \backslash \; hslash\; \{\backslash \; omega\}\; \_\; \{2\}\; +\; \backslash \; hslash\; \{\backslash \; omega\}\; \_\; \{3\}\}$и квазиимпульс $q\; 1\; =\; q\; 2\; +\; q\; 3\; +\; G\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; \_\; \{1\}\; =\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; \_\; \{2\}\; +\; \backslash \; mathbf\; \{q\}\; \_\; \{3\}\; +\; \backslash \; mathbf\; \{G\}\}$, где q1- волновой вектор падающего фонона, а q2, q3- волновые конструкции образующихся фон онов, может также Другой вектор вектор G усложняя процесс транспортировки энергии. Эти процессы также могут изменить направление переноса энергии.

Следовательно, эти процессы также известны как процессы Umklapp (U) и могут происходить только при возбуждении фононов с достаточно большими q-инструментами, потому что, если сумма точек q2и q3за пределами В зоне Бриллюэна импульс сохраняется и идет процесс нормального рассеяния (N-процесс). Вероятность того, что фонон будет иметь энергию E, определяется распределением Больцмана $P\; \propto \; e\; -\; E\; /\; k\; T\; \{\backslash \; displaystyle\; P\; \backslash \; propto\; \{e\}\; ^\; \{-\; E\; /\; kT\}\}$. Чтобы U-процесс происходил, затухающий фонон должен иметь волновой вектор q1, который составляет примерно половину диаметра зоны Бриллюэна.

Следовательно, эти фононы должны обладать энергией $\sim \; k\; \Theta \; /\; 2\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; sim\; k\; \backslash \; Theta\; /\; 2\}$, что составляет значительную часть энергии Дебая, которая необходима для генерации новых фононов. Вероятность этого пропорциональна $e\; -\; \Theta \; /\; b\; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \{e\}\; ^\; \{-\; \backslash \; Theta\; /\; bT\}\}$, где $b\; =\; 2\; \{\backslash \; displaystyle\; b\; =\; 2\}$. Температурная длина свободного пробега имеет экспоненциальный вид $e\; \Theta \; /\; b\; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \{e\}\; ^\; \{\backslash \; Theta\; /\; bT\}\}$. Наличие волнового сопротивления обратной решетки подразумевает суммарное обратное рассеяние фононов и сопротивление фононному и тепловому сопротивлению, что приводит к конечному значению λ L, что означает, что импульс не сохраняется. Только процессы, не сохраняющие импульс, могут вызвать тепловое сопротивление.

При высоких температурах (T>Θ) длина свободного пробега и, следовательно, λ L имеют температурную зависимость T, к которой мы приходим. из формулы $e\; \Theta \; /\; b\; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \{e\}\; ^\; \{\backslash \; Theta\; /\; bT\}\}$, сделав следующее приближение и записав $Икс\; =\; \Theta \; /\; b\; T\; \{\backslash \; Displaystyle\; x\; =\; \backslash \; Theta\; /\; bT\}$. Эта известная зависимость как закон происходит и происходит из температурной зависимости вероятности возникновения U-процесса.

Теплопроводность обычно описывается уравнением Больцмана с приближением времени релаксации, в котором рассеяние фононов является ограничивающим фактором. Другой подход заключается в использовании аналитических моделей, молекулярной динамики или методов, основанных на Монте-Карло, для описания теплопроводности твердых тел.

Коротковолновые фононы сильно рассеиваются примесными атомами, если присутствует легированная фаза, но средне- и длинноволновые фононы подвержены меньшему влиянию. Средне- и длинноволновые фононы переносят значительную часть тепла, поэтому для уменьшения теплопроводности решетки необходимы структуры для рассеивания этих фононов. Это достигается за счет включения механизма межфазного рассеяния, для которого требуются больше структуры, характерная длина которых, чем у примесного атома. Возможные способы реализации интерфейса - нанокомпозиты и встроенные наночастицы / структуры.

Удельная теплопроводность - это свойство материалов, используемое для сравнения теплопередающей способности материалов (т. Е. интенсивное свойство ). Абсолютная теплопроводность, напротив, является своим компонентом, используемым для сравнения теплопередающей способности различных компонентов (то есть обширное свойство ). Компоненты, в отличие от материалов, принимают во внимание размер и форму, включая основные свойства, такие как толщина и площадь, а не только тип материала. Таким образом, способность к теплопередаче компонентов с разными физическими размерами, но сделанными из разных материалов, может быть сравнена и сопоставлена, или компоненты из одного и того же материала, но с разными физическими размерами, могут быть сопоставлены и сопоставлены.

В технических характеристиках и таблицах компонентов, представляющих собой реальные физические компоненты с различными физическими размерами и характеристиками, тепловое сопротивление часто указывается в абсолютных единицах $К\; /\; Вт\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; rm\; \{K\; /\; W\}\}\}$или $\circ \; C\; /\; W\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; rm\; \{^\; \{\backslash \; circ\}\; C\; /\; W\}\}\}$, поскольку они эквивалентны. Однако теплопроводность, которая является обратной величиной, часто выражается в отдельных характеристиках $Вт\; /\; (К\; \cdot \; м)\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; rm\; \{W\; /\; (K\; \backslash \; cdot\; m)\}\}\}$. Использование в расчет теплового сопротивления для использования в расчетном тепловом сопротивлении абсолютных значений удельной теплопроводности в абсолютные значения термического сопротивления. Это полезно, например, при расчете максимальной мощности, который компонент может рассеивать в виде тепла, как показано в примере расчета здесь.

«Теплопроводность λ определяется как способность материала тепло, и она измеряется в ваттах на квадратный метр площади. поверхности для температурного градиента 1 К на единицу толщины 1 м ". Таким образом, удельная теплопроводность рассчитывается как:

$\lambda \; =\; P\; (A\; \cdot \; \Delta \; T\; /\; t)\; =\; P\; \cdot \; t\; (A\; \cdot \; \Delta \; T)\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\; =\; \{\backslash \; frac\; \{P\}\; \{(A\; \backslash \; cdot\; \backslash \; Delta\; T\; /\; t)\}\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{P\; \backslash \; cdot\; t\}\; \{(A\; \backslash \; cdot\; \backslash \; Delta\; T)\}\}\}$

где:

$\lambda \; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\}$= удельная теплопроводность (Вт / (К · м))

$P\; \{\backslash \; displaystyle\; P\}$= мощность (Вт)

$A\; \{\; \backslash \; displaystyle\; A\}$= площадь (м) = 1 м во время измерения

$t\; \{\backslash \; displaystyle\; t\}$= толщина (м) = 1 м во время измерения

$\Delta \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; Delta\; T\}$= разность температуры (K или ° C) = 1 K во время измерения

, с другой стороны, абсолютная теплопроводность имеет единицу $Вт\; /\; К\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; rm\; \{W\; /\; K\}\}\}$или $W\; /\; \circ \; C\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; rm\; \{W\; /\; ^\; \{\backslash \; circ\}\; C\}\}\}$, и может быть выражено как

$\lambda \; A\; =\; п\; \Delta \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\; \_\; \{A\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{P\}\; \{\backslash \; Delta\; T\; \}\}\}$

где $\lambda \; A\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\; \_\; \{A\}\}$= абсолютная теплопроводность (Вт / К или Вт / ° C).

Замена $\lambda \; A\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\; \_\; \{A\}\}$вместо $P\; \Delta \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; frac\; \{P\}\; \{\backslash \; Delta\; T\}\}\; \}$в первом уравнении уравнение, которое преобразует абсолютную теплопроводность в удельную теплопроводность:

$\lambda \; =\; \lambda \; A\; \cdot \; t\; A\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\; =\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; lambda\; \_\; \{A\}\; \backslash \; cdot\; t\; \}\; \{A\}\}\}$

Решая для $\lambda \; A\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\; \_\; \{A\}\}$, мы получаем уравнение, которое преобразует удельную теплопроводность в абсолютную теплопроводность. проводимость:

$\lambda \; A\; =\; \lambda \; \cdot \; A\; t\; \{\backslash \; displaystyle\; \backslash \; lambda\; \_\; \{A\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; lambda\; \backslash \; cdot\; A\}\; \{t\}\}\}$

Опять же, поскольку теплопроводность и удельное сопротивление обратно пропорциональны друг друга, из этого следует, что уравнение для преобразования удельной теплопроводности в абсолютное тепловое сопротивление имеет следующий вид:

$R\; \theta \; =\; 1\; \lambda \; A\; =\; t\; \lambda \; \cdot \; A\; \{\backslash \; displaystyle\; R\; \_\; \{\backslash \; theta\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{1\; \}\; \{\backslash \; лямбда\; \_\; \{A\}\}\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{t\}\; \{\backslash \; lambda\; \backslash \; cdot\; A\}\}\}$, где

$R\; \theta \; \{\backslash \; displaystyle\; R\; \_\; \{\backslash \; theta\}\}$= абсолютное тепловое сопротивление (К / Вт, или ° C / Вт).

Пример расчета

Коэффициент теплопроводности теплопроводной прокладки T-Global L37-3F составляет 1,4 Вт / (мК). Толщина поверхности достаточно велика 0,3 мм (0,0003 м) и площадь поверхности достаточно велика, чтобы обеспечить достаточную толщину задней части TO-220 (прибл. 14,33 мм x 9,96 мм [0,01433 м x 0,00996 м]), абсолютное тепловое сопротивление термопрокладки этого размера и типа составляет:

$R\; \theta \; =\; 1\; \lambda \; A\; =\; t\; \lambda \; \cdot \; A\; =\; 0,0003\; 1,4\; \cdot \; (0,01433\; \cdot \; 0,00996)\; =\; 1,5\; К\; /\; Вт\; \{\backslash \; displaystyle\; R\_\; \{\backslash \; theta\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{1\}\; \{\backslash \; lambda\; \_\; \{A\}\}\}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{t\}\; \{\backslash \; lambda\; \backslash \; cdot\; A\}\; \}\; =\; \{\backslash \; frac\; \{0,0003\}\; \{1.4\; \backslash \; cdot\; (0,01433\; \backslash \; cdot\; 0,00996)\}\}\; =\; 1,5\; \backslash ,\; \{\backslash \; rm\; \{K\; /\; W\}\}\}$

Это значение соответствует нормальным значениям теплового сопротивления между корпусом устройства и радиатором: «контакт между корпусом устройства и радиатором может иметь тепловое сопротивление от 0,5 до 1,7 ° C / Вт, в зависимости от размера корпуса и использования или изоляционной слюдяной шайбы».

В изотропной среде теплопроводности - это параметр в выражении Фурье для теплового потока

$q\; \to \; =\; -\; k\; \nabla \; \to \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; vec\; \{q\}\}\; =\; -\; k\; \{\backslash \; vec\; \{\backslash \; nabla\}\}\; T\}$

где $q\; \to \; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; vec\; \{q\}\}\}$- тепловой поток (количество тепла, протекающего в секунду на единицу площади) и $\nabla \; \to \; T\; \{\backslash \; displaystyle\; \{\backslash \; vec\; \{\backslash \; nabla\}\}\; T\}$температура градиент. Знак в выражении выбран так, чтобы всегда k>0, поскольку тепло всегда течет от высокой температуры к низкой. Это прямое следствие второго начала термодинамики.

В одномерном случае q = H / A, где H количество тепла, протекающего в секунду через поверхность с площадью A, и градиент температуры равен dT / dx, поэтому

$H\; =\; -\; k\; A\; d\; T\; dx.\; \{\backslash \; displaystyle\; H\; =\; -kA\; \{\backslash \; frac\; \{\backslash \; mathrm\; \{d\}\; T\}\; \{\backslash \; mathrm\; \{d\}\; x\}\}.\}$

В случае стержня с теплоизоляцией (кроме концов) в устойчивом состоянии, H постоянна.

$HL\; =\; A\; \int \; TLTH\; k\; (T)\; d\; T\; \{\backslash \; displaystyle\; HL\; =\; A\; \backslash \; int\; \_\; \{T\; \_\; \{\backslash \; text\; \{L\}\}\}\; ^\; \{T\_\; \{\; \backslash \; text\; \{H\}\}\}\; k\; (T)\; \backslash \; mathrm\; \{d\}\; T\}$

где T H и T L - температура на горячем и холодном концах. конец соответственно, а L - длина стержня. Удобно интеграл теплопроводности

$I\; k\; (T)\; =\; \int \; 0\; T\; k\; (T\; \prime )\; d\; T\; \prime .\; \{\backslash \; displaystyle\; I\_\; \{k\}\; (T)\; =\; \backslash \; int\; \_\; \{0\}\; ^\; \{T\}\; k\; (T\; ^\; \{\backslash \; prime\})\; \backslash \; mathrm\; \{d\}\; T\; ^\; \{\backslash \; prime\}.\}$

Скорость теплового потока тогда задается как

$H\; =\; AL\; [I\; k\; (TH)\; -\; I\; k\; (TL)].\; \{\backslash \; displaystyle\; H\; =\; \{\backslash \; frac\; \{A\}\; \{L\}\}\; [I\_\; \{k\}\; (T\; \_\; \{\backslash \; text\; \{H\}\})\; -\; I\_\; \{k\}\; (T\; \_\; \{\backslash \; text\; \{L\}\})].\}$

Если разница температурная небольшая, k можно принять постоянным. В этом случае

$H\; =\; k\; ATH\; -\; TL\; L.\; \{\backslash \; displaystyle\; H\; =\; kA\; \{\backslash \; frac\; \{T\; \_\; \{\backslash \; text\; \{H\}\}\; -\; T\; \_\; \{\backslash \; text\; \{L\}\}\}\; \{L\}\}.\}$

• Медь в теплообменниках
• Тепло насос
• Теплопередача
• Механизмы теплопередачи
• Изолированные трубы
• Межфазное термическое сопротивление
• Анализ вспышки лазера
• Список теплопроводностей
• Материал с фазовым переходом
• R-значение (изоляция)
• Удельная теплоемкость
• Тепловой мост
• Квант теплопроводности
• Теплопроводность контакта
• Температуропроводность
• Материал термоинтерфейса
• Тепловой токопровод
• Тепловое сопротивление в электронике
• Термистор
• Термопара
• Термодинамика

Примечания

Ссылки

Тексты для бакалавров (инженерия)

• Берд, Р. Байрон; Стюарт, Уоррен Э.; Лайтфут, Эдвин Н. (2007), Явления переноса (2-е изд.), John Wiley Sons, Inc., ISBN 978-0-470-11539-8. Стандартный современный справочник.
• Incropera, Франк П.; ДеВитт, Дэвид П. (1996), Основы тепломассопереноса (4-е изд.), Wiley, ISBN 0-471-30460-3
• Беджан, Адриан (1993), Heat Transfer, John Wiley Sons, ISBN 0-471-50290-1
• Holman, JP (1997), Heat Transfer (8-е изд.), McGraw Hill, ISBN 0-07-844785-2
• Каллистер, Уильям Д. (2003), «Приложение B», Материаловедение и инженерия - Введение, John Wiley Sons, ISBN 0-471-22471-5

Тексты для бакалавров (физика)

• Холлидей, Дэвид; Резник, Роберт; И Уокер, Джерл (1997). Основы физики (5-е изд.). John Wiley and Sons, Нью-Йорк ISBN 0-471-10558-9. Элементарное рассмотрение.
• Дэниел В. Шредер (1999), Введение в теплофизику, Эддисон Уэсли, ISBN 978-0-201-38027-9. Краткое описание среднего уровня.
• Рейф Ф. (1965), Основы статистической и теплофизики, Макгроу-Хилл. Продвинутое лечение.

Тексты для выпускников

• Балеску, Раду (1975), Равновесная и неравновесная статистическая механика, John Wiley Sons, ISBN 978-0-471 -04600-4
• Чепмен, Сидней; Каулинг, Т. (1970), Математическая теория неоднородных газов (3-е изд.), Cambridge University Press. Очень продвинутый, но классический текст по теории процессов переноса в газах.
• Рид Ч.Р., Праусниц Дж.М., Poling BE, Свойства газов и жидкостей, IV издание, Mc Graw-Hill, 1987
• Шривастава Г. П. (1990), Физика фононов. Адам Хильгер, IOP Publishing Ltd, Бристоль

• Термопедия ТЕПЛОВАЯ ПРОВОДИМОСТЬ
• Вклад межионных сил в теплопроводности разбавленных растворов электролитов The Journal of Chemical Physics 41, 3924 (1964)
• Важность Теплопроводность для энергокомпаний
• Теплопроводность газовых смесей в химическом равновесии. II Журнал химической физики 32, 1005 (1960)