輻射式によって伝達される熱流束。 これが熱流です。 B6 複雑な伝熱と伝熱

対流の全体的な影響を表すために、ニュートンの冷却法則を使用します: = ℎ 6 3 - 47. ここで、熱伝達率は、壁と液体の間の合計温度差、および表面積に関連しています。 放射 伝導や対流のメカニズムとは異なり、エネルギーが物質媒体を介して伝達される場合、熱は完全な真空の領域にも伝達されます。 この場合、メカニズムは電磁放射です。 放射線は、波状または粒子状の性質を示すことがあります。

温度差の結果として伝播する電磁放射。 これを熱放射と呼びます。 熱力学的考察は、理想的なラジエーターまたは 黒体体の絶対温度の 4 乗に比例する割合でエネルギーを放射します。 式 5 は熱放射のステファン-ボルツマンの法則と呼ばれ、黒体にのみ適用されます。 伝導の安定した平らな壁。 まず、フーリエの法則を直接適用できる平らな壁を考えてみましょう。

図 3 は、典型的な問題とそのアナログ回路を示しています。 米。 3 いくつかの円筒形カットとそれらの電気的対応物を通る 1 次元の熱流。 温度が半径の関数のみである場合、球面システムは 1 次元と見なすこともできます。 重要な隔離。 断熱材の臨界半径を示す蒸気管。 エネルギーの損失を防ぎ、人々を火傷から守るために断熱したい蒸気管があるとしましょう。 蒸気が過熱されていない場合、一部の蒸気がパイプ内で凝縮します。

パイプ断熱材の表面温度は、蒸気の飽和温度にほぼ等しくなります。これは、パイプ壁での熱抵抗が小さくなり、消失する傾向があるためです。 したがって、パイプ壁全体の温度降下は非常に小さくなります。 次の図は、この単純化されたタスク用に構築された電気的アナログを示しています。 断熱材の内側と外側の半径。 断熱材の臨界半径を決定するために、次のように行動します。 中空球を通る放射状の熱伝導 図 1 中空球を通る熱の伝導 微分体積要素でエネルギー バランスを作成し、対応する微分方程式を決定します。

上記の方程式は、中空球内の温度分布の適切な微分方程式です。 この問題に関連する 2 つの境界条件は次のとおりです。断熱材が厚いほど熱伝達率が低くなるため、壁の面積が一定であるため、断熱されている場合、対流抵抗は増加せずに熱抵抗が増加します。 しかし、円柱と球を分離すると、別のことが起こります。 異なる物体間または物体間で熱の形でエネルギーを交換するプロセス 各種パーツ異なる温度で同じ体。

熱伝達は常により多くの場所から発生します 暖かい体熱力学第二法則の結果として、より寒くなる。 熱伝達は、物体とその周囲が熱平衡に達するまで発生します。 熱は、対流、放射、または伝導によって伝達されます。 これらの 3 つのプロセスは同時に発生する可能性がありますが、1 つのメカニズムが他の 2 つよりも優先される場合があります。

電磁放射は、電場と磁場の組み合わせであり、振動し、互いに垂直であり、空間を伝搬し、ある場所から別の場所にエネルギーを運びます。 伝搬に物質媒体を必要とする伝導や対流、または音などの他のタイプの波とは異なり、電磁放射は伝搬する物質に依存しません。実際、放射によるエネルギー伝達は真空中でより効率的です。 ただし、エネルギーの流れの速度、強度、および方向は、物質の存在によって影響を受けます。

したがって、これらの波は惑星間および星間空間を通過し、そこから地球に到達できます。 火山活動、地震活動、変成作用と造山運動は、熱の輸送と放出によって制御される現象の一部です。 実際、地球の熱収支は、リソスフェア、アセノスフェア、そして地球内部の活動を制御しています。

地球の表面に到達する熱には、惑星内部と太陽の 2 つの熱源があります。 このエネルギーの一部は宇宙に戻されます。 太陽と生物圏が惑星表面の平均気温を小さな変動で維持していると仮定すると、惑星の内部から発せられる熱が惑星の地質学的進化、つまりプレートテクトニクスを制御します。火成活動、山脈の生成、磁場を含む惑星の内部の進化。

それ 物理的特性材料であり、熱を「伝導」する材料の能力の尺度です。 1 次元の場合を考えると、フーリエの法則が書かれています。 媒体の熱流束と温度が時間とともに変化しない場合、プロセスは定常的であると見なされます。 材料の体積に熱がない場合は、熱があります。 ここで、ρ は材料の密度です。 この式を使用すると、境界条件を適用して、領域内のポイントの温度を計算できます。

この方程式を適用して、流れと温度の既知の表面を境界条件として使用して、惑星内部の温度分布について何かを学ぼうとすることができます。 この方程式を再度積分すると、次のようになります。 この最後の式は、深さによる温度の変化を決定するために使用できます。 したがって、熱が主に伝導によって輸送されると仮定して、地球の場合を考えてみましょう。 温度と深さの曲線は「地熱」と呼ばれます。 図を分析すると、深さ 100 km を超えるとマントルが大幅に融解し、深さが 150 km を超えるとマントル全体が融解する必要があることがわかります。

これらの「予測」は、地震波伝播の研究から得られた情報と一致しないため、熱伝導モデルはマントル内の温度プロファイルを正しく予測していないと結論付けなければなりません。 駆動モデルは上部マントルの温度を予測するものではありませんが、惑星の外側部分に適用すると大きな成功を収めます。 内部熱が主に放射性崩壊からのものであり、運転によって地表に運ばれる地球の地殻。

大陸の熱流を研究するとき、この問題に戻ります。 底部で加熱され、上部で冷却された液体の層を考えてみましょう。 液体を加熱すると、膨張により密度が低下します。 検討中のケースでは、液体層の上部はより冷たいため、下部よりも密度が高くなります。 この状況は重力的に不安定であり、液状の液体が冷えるのを防ぎ、加熱すればするほど対流が速くなります。 流体の動きは、駆動力によって駆動されます。

したがって、図に示すように、長方形の流体要素を考えてみましょう。 流体要素に作用する力は、圧力勾配による力、重力、推力です。 後者の場合、液体の密度を考慮する必要があります。 結果として生じる力の垂直成分は、そのときになります。

放射性同位体は地球の地殻に少量存在し、マントルにもあまり一般的ではありませんが、左側の表からわかるように、その自然崩壊によって大量の熱が発生します。 このプロセスの最も重要な要素は、ウラン、トリウム、およびカリウムです。 ウランとトリウムの寄与がカリウムの寄与よりも高いことがわかります。

次の表は、放射性元素の濃度と一部の岩石の熱生成を示しています。 花崗岩は、放射性物質の濃度が最も高いため、放射性物質の崩壊により多くの熱を放出する石です。 地球の地殻で現在発生している熱の測定値は、過去に発生した熱を計算するために使用できます。 一方、放射性元素の濃度は岩年代測定に使用できます。

放射性同位体の崩壊率は、式で与えられます。 地球の地殻での熱発生率はマントルの熱発生率よりも約 2 桁高いですが、マントルの体積は地殻の体積よりもはるかに大きいため、マントルの生成率を考慮する必要があります。 この反応は、実験室でコアとマントルの境界面とほぼ同じ温度と圧力で行われました。

この図は、地球に沿った熱流の分布を示しています。 惑星の表面から失われる熱は均等に分配されます。 次の表は、主な寄与を示しています。熱の 73% は、地球の表面の 60% を構成する海洋を通じて失われます。 熱の大部分は、海洋リソスフェアの生成と冷却中に失われます。 新素材中尾根から出発。 プレートテクトニクスは、基本的に地球の寒冷化に関係しています。 一方で、 平均速度海底の形成は、熱の発生率と全体的な損失率のバランスによって決まります。 高温地球の表面全体に。

プレート テクトニクス モデルでは、マントル物質の上昇は海嶺で発生します。 これらの物質が冷却されると、新しい海洋地殻が形成されます。 上昇ゾーンから離れると、新しい地殻は冷えて 大いなる深み、ますます厚い剛性プレートを形成します。

次の図は、海洋リソスフェアの年齢の関数としての熱流束の観測値と、理論モデルから計算された値を示しています。 前の段落で述べたことを考慮すると、このプロットは、尾根までの距離の関数としてフラックス値を表すものとして解釈できます。 海嶺近くの熱流束は高い値を示し、マントル物質の上昇帯から遠ざかるにつれて減少します。 観測値を計算値と比較することにより、モデルから導出されたフラックスが尾根付近で観測されたフラックスよりも高いことが検証されます。