第三章 固体材料的热传导及抗热震性VIP免费

24/12/251第三章固体材料的热传导、抗热震性能及热电性能P257§5.3材料的导热性P280§5.5材料的热稳定性P288§5.6材料热导率的测量方法P268§5.4热电性24/12/252§3-1固体材料的热传导一、固体材料热传导的宏观规律x当固体材料一端的温度比另一端高时，热量就会从热端自动地传向冷端，这个现象称为热传导。对于各向同性物质，热传导符合付立叶定律，即T1T1>T2T2时间。方向的截面积，垂直于方向上的温度梯度，或导热系数热导率传递的热量这里--tx--SxdxdT)(,--Q:1)-(3tSdxdTQ24/12/253（3-1）式也可写成：。面的热流密度，单位时间内通过垂直截这里，12s.m.Jq)23(dXdTq热导率λ的物理意义：单位温度梯度下，单位时间内通过单位垂直截面积的热量。单位：J.M-1.S-1.K-1或W.m-1.K-1。表示或如书上用金属λ=50~415W/（m.K)合金λ=12~120W/（m.K)绝热材料λ=0.03~0.17W/（m.K)非金属液体λ=0.17~0.7W/（m.K)大气压气体λ=0.007~0.17W/（m.K)24/12/254•付立叶定律只适用于稳定传热的条件下，即传热过程中，材料在x方向上各处的温度T是恒定的、与时间无关，即ΔQ/Δt是一个常数。•对于不稳定传热过程，存在以下关系式：P12P2222Pcs.mcxT.xTctT。温系数，其单位为称为热扩散率，也称导材料的恒压热容。材料的密度，这里：24/12/255。的量纲为，因此为通过截面的温差，；为热流量，单位这里。和热导阻参量外，常用的还有热除了上述两个导热物理1-K.WRTTWTG1RGR热阻：热量传递所受的阻力，单位W.K-1。详见热导的微观机理。24/12/256二、固体材料热传导的微观机理•气体传热----依靠分子的碰撞来实验。•液体----对流和分子碰撞。•固体----原子的位置固定，只能在格点附近作热振动，不能靠原子碰撞传热。固体传热依靠晶格振动的格波（声子）和自由电子的运动以及电磁辐射（光子）来实现。•对于金属----以电子传热为主，自由电子多，且质量小，所以能迅速的传热。其λ较高，格波的贡献很次要。•对于非金属晶体，如离子晶体—自由电子极少，晶格振动是他们的主要导热机制。24/12/257材料的热导率λ=λph+λe+λl这里λph为声子热导率（晶格热导率），λe为电子热导率，λl为光子热导率。1、电子热导对于纯金属，导热主要依靠自有电子，而合金导热就要同时考虑声子的贡献。对于良好的金属导体，金属中存在大量的自由电子可以近似看成电子气，那么借用理想气体热导率公式：；容，那么单位体积电子热子数设单位体积中的自由电。自由电子的热导率数代入上式，即可得到将自由电子气的有关参分子运动平均自由程。分子平均运动速度，气体的热容，这里n.EkTk2cnlvc310Flvc24/12/258。表见并不是恒定的常数，详实际金属的，上述定律写成：考虑晶格对热导的贡献当温度较低时，则必须。，），即：夫兰兹定律（这就是魏德曼赖于具体金属。其中的比例常数值不依，电导率之比正比于温度以上），金属热导率与研究发现，在不太低（。电子是他们的主要载体观物理本质可知，自由由金属热导和电导的微，则有称为自由电子驰豫时间；另有，）（则有：，为，自由电子的平均速度代替可用随温度变化不大，因此由于5.13P260LTLTTTK.8V1045.2L.TLFranzwidemann3mTnkvlmv21E.lv.n.EkTk231vEEE0ph0phe2-200eDF22FFF2FFFF0FF0FFF24/12/2592、声子和声子热传导••设晶格中一质点处于较高的温度状态下，它的热振动较强烈，而其邻近质点处的温度较低，热振动较弱，由于质点间存在相互作用力，振动较弱的质点在振动较强的质点的影响下，振动就会加剧、热振动能量就增加，所以热量就能转移和传递，使在整个晶体中热量会从温度高处传向低温处，产生热传导现象。•前面讨论热容时已知：格波可分为声频支和光频支两类，现将分别讨论。晶格振动传热机制24/12/2510量子理论：一个谐振子的能量是不连续的，只能是一个最小单元的整数倍，即为hν。晶格振动中的能量同样是量子化的，对于声频支，可看成是一种弹性波...