不锈钢黑体的辐射系数是多少

A. 详细说说黑体问题（辐射）是指什么

黑体辐射指黑体发出的电磁辐射。

黑体不仅仅能全部吸收外来的电磁辐射，且发射电磁辐射的能力比同温度下的任何其它物体强。

黑体辐射能量按波长的分布仅与温度有关。

对于黑体的研究，使得自然现象中的量子效应被发现。

或许我们换一个角度来说：

所谓黑体辐射其实就是当地的状态光和物质达到平衡所表现出的现象：物质达到平衡，所以可以用一个温度来描述物质的状态，而光和物质的交互作用很强，而如此光和光之间也可以用一个温度来描述（光和光之间本身不会有交互作用，但光和物质的交互作用很强）。而描述这关系的便是普朗克分布(Plank distribution)。

而在现实上黑体辐射是不存在的，只有非常近似（好比在一颗恒星之中）。

举个例来说，我们观测到宇宙背景辐射(CMBR)，对应到一个约3K的黑体辐射，

这暗示宇宙早期光是和物质达到平衡的。而随著时间演化，温度慢慢降了下来，但function的form却留了下来（还是blackbody）。（频率和温度的效应抵销）

黑体又称为绝对黑体，它能够吸收外来的全部电磁辐射，并且不会有任何的反射与透射。换句话说，黑体对于任何波长的电磁波的吸收系数为1，透射系数为0。但黑体不见得就是黑色的，即使它没办法反射任何的电磁波，它也可以放出电磁波来，而这些电磁波的波长和能量则全取决于黑体的温度，不因其他因素而改变。当然，黑体在700K以下时看起来是黑色的，但那也只是因为在700K之下的黑体所放出来的幅射能量很小且幅射波长在可见光范围之外罢了！若黑体的温度高过上述的温度的话，黑体则不会再是黑色的了，它会开始变成红色，并且随著温度的升高，而分别有橘色、黄色、白色等颜色出现。

黑体一词是在1862年由柯西荷夫所命名并引入热力学内，黑体所幅射出来的光线则称做黑体幅射。

细节
在实验室内，研究者们可以模拟最靠近黑体的设备是大型空腔表面所开的一个小洞。只要有光线射向这个小洞，光线便会在空腔内反射或者被空腔内的墙壁所吸收，而只剩下微乎极微的光线可以再由洞口射出，亦即入射的光线几乎都被吸收了，而没有反射。如此，这个小洞就有如一个黑体一般，而且当空腔开始加热以热，小洞发出来的幅射所形成的光谱将会是连续的且和空腔材质无关。依据柯西荷夫定理，光谱的图形只和空腔的温度有关，而和其他因素没有关系。

B. 黑体辐射的理论数据

普朗克辐射定律(Planck)则给出了黑体辐射的具体谱分布，在一定温度下，单位面积的黑体在单位时间、单位立体角内和单位波长间隔内辐射出的能量为
B(λ，T)=2hc2 /λ5 /exp(hc/λKT)-1
B(λ，T)—黑体的光谱辐射亮度(W·m^-2·Sr^-1·μm^-1 )
黑体光谱辐射出射度M（λ，T）与波长、热力学温度之间关系的公式：
M=c1/[λ^5(exp(c2/λT)-1)]，其中c1=2πhc^2,c2=hc/k.
黑体能量密度公式：
E*dν=c1*v^3*dv/[exp(c2*v/T)-1)]
E*dv表示在频率范围（v,v+dv）中的黑体辐射能量密度。
λ—辐射波长(μm)
T—黑体绝对温度(K、T=t+273k)
C—光速(2.998×10^8m/s )
h—普朗克常数， 6.626×10^-34 J/S
K—玻尔兹曼常数(Boltzmann)， 1.3806505*10^-23J/K基本物理常数
由图2.2（缺）可以看出：
①在一定温度下，黑体的谱辐射亮度存在一个极值，这个极值的位置与温度有关， 这就是维恩位移定律(Wien)
λm T=2.898×10(μm·K)
λm —最大黑体谱辐射亮度处的波长(μm)
T—黑体的绝对温度(K)
根据维恩定律，我们可以估算，当T～6000K时，λm ～0.48μm(绿色)。这就是太阳辐射中大致的最大谱辐射亮度处。
当T～300K， λm～9.6μm，这就是地球物体辐射中大致最大谱辐射亮度处。
②在任一波长处,高温黑体的谱辐射亮度绝对大于低温黑体的谱辐射亮度，不论这个波长是否是光谱最大辐射亮度处。
如果把B(λ，T)对所有的波长积分，同时也对各个辐射方向积分，那么可得到斯特番—波耳兹曼定律(Stefan-Boltzmann)，绝对温度为T的黑体单位面积在单位时间内向空间各方向辐射出的总能量为B(T)
B(T)= δT4 (W/m2)
δ为Stefan-Boltzmann常数, 等于5.67×10ˆ-8 W/m2·K4
但现实世界不存在这种理想的黑体，那么用什么来刻画这种差异呢?对任一波长， 定义发射率为该波长的一个微小波长间隔内， 真实物体的辐射能量与同温下的黑体的辐射能量之比。显然发射率为介于0与1之间的正数，一般发射率依赖于物质特性、 环境因素及观测条件。如果发射率与波长无关，那么可把物体叫作灰体(grey body)， 否则叫选择性辐射体。

C. 碳氧比能谱测井的蒙特卡罗模拟计算资料来自郑华、陈景霞的论文

双源距碳氧比能谱测井仪的近探器距中子源较近，易受高强度射线影响，从而导致探测器分辨率变低。为了避免中子源发射的中子直接照射探测器，必须在中子源和探测器之间放置一个屏蔽体，用来屏蔽快中子及高能γ射线。可通过实验的方法，确定屏蔽材料和尺寸，但为了节约时间和经费，还可采用蒙特卡罗模拟的方法进行理论计算来确定，模拟计算使用了MCNP-3B程序。

1.屏蔽材料的预选中子与物质的相互作用可分为两类：一类是散射，包括弹性散射和非弹性散射，这是快中子与物质相互作用过程中能量损失的主要形式；另一类是吸收，即中子被原子核吸收后仅产生其他种类的次级粒子，不再产生中子，如辐射俘获等核反应。

中子在较轻介质中主要通过弹性散射损失能量。物质对中子的减速能力ξ与靶核质量MA之间有如下关系：

由式（3-2-2）可以看出，靶核的质量数越小，其减速能力越强。所以常选用含氢物质和原子量小的物质作为快中子的减速剂，如选石墨、硼砂、聚乙烯等。

快中子在重介质中主要通过非弹性散射损失能量。靶核越重，其第一激发能一般越低，也越容易与中子发生非弹性散射。因此在中子屏蔽层中往往掺入重元素或重金属与减速剂组成交替屏蔽材料，其中重元素具有使较高能量中子减速和吸收γ射线双重作用，如选钨（W）、铅（Pb）、铜(Cu)、铁(Fe)。

快中子通过弹性散射和非弹性散射损失能量变为慢中子后，主要的反应过程是辐射俘获。此时应主要考虑热中子的吸收，通常选镉( Cd )作为热中子的吸收剂。由于用较薄的一层镉就能起到较好地吸收热中子的作用，所以没有考虑对它进行模拟计算。

2.物理模型结构模拟计算中模型的剖面如图3-2-7所示。

（1）测井仪器在套管内居中放置，仪器外径为φ89mm，壁厚4mm，模拟为纯铁（Fe），密度为7.86g/cm3。中子源位于( 0，0，0 )处，均匀地发射各向同性能量为14.1MeV的中子。在仪器内部距中子源垂直向上5cm处开始放置屏蔽体，并使其填充满仪器壳以内空间，屏蔽体材料分别选钨( W，密度为18.0g/cm3)、铁（Fe，密度为7.86g/cm3）、铅( Pb，密度为11.34g/cm3)、铜( Cu，密度为8.92g/cm3)、石墨( C，密度为2.50g/cm3)、硼砂(密度为1.8 g/cm3)、聚乙烯( H2，密度为0.96g/cm3)、锡( Sn，密度为7.29g/cm3)和钛（Ti，密度4.5 g/cm3）。

（2）模拟套管物质与测井仪器外壳相同，套管外径φ140mm，厚度为7mm。水泥环模拟物质为CaSiO3，密度为1.95g/cm3，厚度为30mm，外径为200mm。

（3）井内介质为水H2O，密度为1.00g/cm3。

（4）地层高度为1m，从－20cm至80cm；径高深度为60cm，半径为10～70cm。地层模拟为35%孔隙度的饱和水砂，即65%的石英砂（SiO2，密度为2.65g/cm3）加上35%的水。

（5）图3-2-7中距中子源垂直向上5～55cm处，每5cm为一段探测区间，探测器形状是一个φ80mm×50mm的圆柱，分别对探测器底面和侧面来的中子数进行记录，能区分为1～14MeV，均分为14道。

3.模拟结果首先对中子源与探测器之间无屏蔽体的情况进行了模拟，计算结果如图3-2-8所示带圆形点的曲线。图3-2-8、图3-2-9中横坐标表示屏蔽体厚度，以中子源垂直向上5cm处为0，图3-2-8的纵坐标是相对于中子源每发射一个中子时，探测区间能接收到能量为1～14MeV中子的几率。即使不做屏蔽处理，由于记录区间的表面积是固定的，随着源距增大，探测器对中子源所张的立体角变小，所记录的中子数就会相对减少。

考虑到单个原子核对中子的减速能力随其质数的增大而减小，物质对中子的阻止本领随其密度的增大而增大，将预选的屏蔽材料分为三组。其中核质量数大且物质密度大的为A组( W，Pb )（图3-2-9a），核质量数中等且物质密度也为中等的为B组（Cu、Fe、Sn、Ti）（图3-2-9b），核质量数小且物质密度也小的为C组(石墨、硼砂、聚乙烯)（图3-2-9c）。这里定义屏蔽率为在中子源与探测器之间放置屏蔽体时，探测器表面中子计数率与无屏蔽体时的中子计数率之比。屏蔽率随屏蔽体厚度的增加下降越快，表明屏蔽效果越好。从图3-2-9a中看出，A组中钨屏蔽效果好，B组中铜的屏蔽效果好，C组中石墨的屏蔽效果好。综合来看，若以屏蔽率等于0.2为标准，三组中不同材料的屏蔽体厚度依次应为：钨厚度约为12.5cm，铜厚度约为15cm，铁厚度约为16.5cm，铅厚度约为22cm等。可见在选择屏蔽体材料时，应首选钨，其次为铜和铁。

式中F——石棉绒塞的园面积；L——石棉绒塞长度，0.2m；λ——石棉绒的导热系数，95cal/（m?h?℃）；ΔΤ——井下温度，150℃，瓶内维持温度55℃，温差150℃-55℃=95℃。

代入式（3-2-4），经计算Q2＝144cal/h，10h为1440cal。

3）杜瓦瓶外面传进去的辐射热量Q3计算

式中C0——绝对黑体的辐射系数，4.9×103cal/（m2?h?°K4）；F——内筒表面积，0.3＋0.00324＝0.30324m2；T1——高温体，150℃换算成绝对温度为423°K；T2——低温体，55℃换算成绝对温度328°K；A1A2——外壁吸收系数，0.05。

代入式（3-2-5），经计算Q3＝2.4×103cal/h，10h为2.4×104cal。

D. 黑体辐射的公式是什么其中几个参量具体是多少啊

黑体辐射的公式可以在网络上可以查到的，可以有两种表达式关于频率v或者波长λ，可以等价转化。表达式的含义是能量随频率或波长的分布规律，具体来说表达式是一个概率分布函数，Edν表示分布在ν到ν+dν范围内的能量。如果把Edν在整个负无穷到正无穷积分就得到总的能量。
其中的常数参量有光速，波尔兹曼常量（K=1.38×10^-23J·K）。

E. 为什么测量红外探测器性能参数要用黑体作辐射源如何计算黑体辐射能量

黑体是产生一个标准温度，并且黑体的辐射系数比较高，接近1.所以把黑体作为一个标准源，通过测量标准源上面的温度，来比较红外线探测器的测量准确。黑体辐射能量的计算，有一个黑体辐射公司

，

F. 辐射系数是什么

角系数是一个表面发射出的辐射能中，落到另一表面的百分数。反映相互辐射的不同物体之间几何形状与位置关系的系数。任意两个面积各为Ai和Aj的表面。

温度分别为Ti和Tj，当空间介质对辐射能量透明时，由表面Ai所辐射的能量有一部分可以到达另一个表面Aj,其余能量则落到表面Aj以外的空间。

角系数的计算方法

求解角系数的方法通常有直接积分法、代数分析法、几何分析法以及Monte-Carlo法。代数分析法是利用角系数的各种性质，获得一组代数方程，通过求解获得角系数。

值得注意的是，利用该方法的前提是系统一定是封闭的，如果不封闭可以做假想面，令其封闭；凹面的数量必须与不可见表面数相等。

G. 辐射传热的吸收能力

理论研究证明，黑体的辐射能力为：
=(此式称为斯忒藩－波耳兹曼定律式中为绝对温度；为黑体的辐射常数（或称斯忒藩-波耳兹曼常数）,其值为5.669×10 W/(mK)。为应用方便,此式可改写为：
[152-01]式中为黑体的辐射系数,[kg1]其值为5.669W/(mK)。此式表明，温度对热辐射的影响极大。低温时热辐射常可忽略（如普通换热器中）；高温时（如炉膛内），则成为传热的主要方式。
实际物体的辐射能的波长分布规律，随物体和温度而异。设实际物体辐射任一波[kg1][kg1]的辐射能力为，在同温度下的黑体辐射相同波长的能力为[152-0ru]；若/[152-0ru]=常数,即物体的辐射能力与波长无关,则这种物体称为灰体。大多数工程材料在热辐射波长范围内接近于灰体。灰体的辐射能力可表示为：
[152-02]式中(<)为灰体的辐射系数，其数值与物体的表面状况及温度有关。
物体的辐射能力与同一温度下黑体的辐射能力之比，等于各自的辐射系数之比，即=/=/。称为黑度，它代表物体的相对辐射能力。G.R.基尔霍夫发现，任何物体的辐射能力与吸收率的比值都相同,且恒等于同温度下绝对黑体的辐射能力，即：
[152-03]此式称为基尔霍夫定律。它表明物体的吸收率与黑度在数值上相等，即物体的辐射能力越大，吸收能力也越大。

H. 什么是黑体辐射

所谓黑体(black body)，，是指能够将入射的电磁波全部被吸收，既没有反射，也没有透射的物体。这样的物体现实世界里并不存在，科学家虚构并定义出这种理想物体，是为了将之作为标准物体来研究“纯粹的”热辐射规律（即与物质具体物性无关）。按照基尔霍夫辐射定律，在一定温度下，黑体必然是辐射本领最大的物体，可叫作完全辐射体。
以上介绍是为了能够被通俗理解。如果需要深入了解，请另外搜索。

I. 黑体的辐射频率

黑体是个理想化的物理模型，就象光线，质点，刚体，理想气体一样，是为了方便理论而简化的理想模型，现实不存在的。但黑体幅射当然有现实例子，当你加热一块铁时，刚开始铁发出了红色的可见光（其实在这之前还有不可见的红外线发出），随着温度的升高，高频的可见光比例增加，发出的光变白，达到“白热”状态，如果能控制铁块不让它气化，你能看到它到最后会发出淡蓝色的光。这只是粗糙的实验，感兴趣的话可以研究一下普朗克的黑体幅射公式。
“黑体也能辐射各种频率的电磁波,可不可以这么理解,说单个分子的运动产生了电磁波”
差不多是这样，黑体受热后原子核外的电子跃迁到了能量较高的外轨道，不稳定而又回到之前的轨道，这一过程放出电磁波