熱放射

熱放射は、物質内の粒子の熱運動によって放出される電磁放射です。絶対零度よりも高い温度のすべての物質は、熱放射を放出します。エネルギーの放射は、物質内の電子、分子、および格子振動の組み合わせによって生じます。^[1]運動エネルギーは、電荷加速または双極子振動により電磁気に変換されます。室温では、放射のほとんどは赤外線(IR) スペクトルにあります^{[2] : 73～86}ですが、約 525 °C (977 °F) を超えると、物質が目に見えるほどに目に見えるようになります。この目に見える輝きは白熱光と呼ばれます。熱放射は、伝導や対流とともに、熱伝達の基本的なメカニズムの 1 つです。

太陽が地球に熱を伝える主な方法は熱放射です。このエネルギーは部分的に大気中に吸収され、散乱されます。後者のプロセスが空が目に見える青の理由です。^[3]太陽の放射の多くは大気を通過して地表に到達し、そこで吸収または反射されます。

熱放射は、通常人間の目には見えない物体や現象を検出するために使用できます。サーモグラフィ カメラは、赤外線を感知して画像を作成します。これらの画像は、シーンの温度勾配を表すことができ、周囲よりも高温の物体を見つけるためによく使用されます。可視光のレベルが低い暗い環境では、赤外線画像を使用して、体温に基づいて動物や人の位置を特定できます。宇宙マイクロ波背景放射は、熱放射の別の例です。

黒体放射は、理想化されたシステムにおける熱放射を解析するために使用される概念である。このモデルは、放射物体が熱力学的平衡にある黒体の物理的特性を満たす場合に適用されます。^{[4] : 278}プランクの法則は黒体放射のスペクトルを記述し、物体からの放射熱流束をその温度に関連付けます。ウィーンの変位法則は、放射される放射の最も可能性の高い周波数を決定し、シュテファン・ボルツマンの法則は放射強度を与えます。^{[4] : 280}黒体放射が正確な近似でない場合は、量子電磁力学(QED) を使用して放射と吸収をモデル化できます。^[1]

熱放射は、絶対零度を超える温度を持つすべての物質から放射される電磁波です。^{[5] [2]熱放射は、}熱エネルギーから電磁エネルギーへの変換を反映しています。熱エネルギーは、物質内の原子と分子のランダムな動きの運動エネルギーです。これは、非ゼロ温度のすべての物質に存在します。これらの原子と分子は、荷電粒子、つまり陽子と電子で構成されています。物質粒子間の運動相互作用により、電荷の加速と双極子振動が発生します。これにより、結合した電場と磁場の電気力学的生成が発生し、光子が放出され、体からエネルギーが放射されます。可視光を含む電磁放射は、真空中を無限に伝播します。

熱放射の特性は、放射元の表面の温度や分光放射率など、さまざまな特性に依存し、キルヒホッフの法則で表現されます。^[5]放射は単色ではなく、単一の周波数のみで構成されているわけではなく、光子エネルギーの連続スペクトル、つまり特性スペクトルで構成されています。放射体とその表面が熱力学的平衡にあり、表面がすべての波長で完全な吸収率を持つ場合、その物体は黒体として特徴付けられます。黒体は完全な放射体でもあります。このような完全な放射体の放射は黒体放射と呼ばれます。任意の物体の放射と黒体の放射の比率が物体の放射率であるため、黒体の放射率は1です。

すべての物体の吸収率、反射率、および放射率は、放射の波長に依存します。相互性により、特定の波長の吸収率と放射率は平衡時に等しくなります。つまり、吸収性が良ければ放射性も高くなり、吸収性が悪ければ放射性も低くなります。温度によって、電磁放射の波長分布が決まります。

黒体がさまざまな周波数で放射する電力の分布は、プランクの法則によって説明されます。任意の温度で、放射される電力が最大になる周波数f _maxが存在します。ウィーンの変位法則、および周波数が波長に反比例するという事実は、ピーク周波数f _{max が}黒体の絶対温度Tに比例することを表しています。太陽の光球は、約 6000 K の温度で、主に電磁スペクトルの (人間の) 可視部分の放射線を放射します。地球の大気は可視光に対して部分的に透明であり、地表に到達した光は吸収または反射されます。地球の表面は吸収された放射線を放射し、スペクトルのピークがf _maxにある 300 K の黒体の挙動に近似します。これらの低周波数では、大気は大部分が不透明であり、地球の表面からの放射線は大気によって吸収または散乱されます。この放射線の約 10% は宇宙に逃げますが、大部分は大気ガスに吸収され、その後再放射されます。大気のこのスペクトル選択性が地球温室効果の原因であり、一般的に地球温暖化と気候変動に寄与しています(ただし、大気の組成と特性が変化していない場合は、気候の安定性にも決定的に寄与しています)。

燃えるガラスの歴史は紀元前700年頃まで遡ることが知られている。燃えるガラスに関する最初の正確な言及は、紀元前423年に書かれたアリストパネスの喜劇『雲』^{の中に見られる。 [6]}アルキメデスの熱線逸話によると、アルキメデスはシラクサ包囲戦（紀元前213年～212年頃）中に攻撃してくるローマの船を燃やすために熱線を集中させる鏡を開発したとされている が、当時の資料は確認されていない。^[6]カトプトリクスは、熱を発生させるために光を集中させる方法を記したユークリッドの著書とされているが、その本は紀元後300年に書かれた可能性がある。^[6]

同じ時期に、 サントリオ・サントリオは最も初期の熱計の一つを発明した。1612年に彼は太陽からの熱効果と月からの熱を測定する試みについての研究結果を発表した。^[6]

1589年より前、ジャンバッティスタ・デッラ・ポルタは、離れた場所にあるろうそくから放射され、凹面の金属鏡によって促進された熱が顔に伝わったと報告している。また、固い氷の塊から感じる冷たさも報告している。^[6]デッラ・ポルタの実験は何度も再現され、精度が高まっていった。1603年には天文学者のジョヴァンニ・アントニオ・マジーニとクリストファー・ヘイドンによって再現され、 1611年に神聖ローマ皇帝ルドルフ2世に指示を与えて実行された。1660年、デッラ・ポルタの実験はアカデミア・デル・チメントによって、トスカーナ大公フェルディナンド2世が発明した温度計を使用して更新された。^[6]

1761年、ベンジャミン・フランクリンは色と熱吸収の関係についての実験について手紙に記した。^[7]彼は、日光にさらされると、暗い色の衣服は明るい色の衣服よりも熱くなることを発見した。彼が行った実験の1つは、晴れた日に雪の中に様々な色の四角い布を置くというものだった。彼はしばらく待ってから、黒い布がすべての色の中で最も雪の中に沈んだことを測定し、黒い布が最も熱くなり、最も多くの雪を溶かしたことを示した。

アントワーヌ・ラボアジエは、熱の放射は物質を構成する物質ではなく、その表面の状態に関係していると考えた。^[8]ラボアジエは、粗悪な放射体とは、分子が平面状に密に結合して横たわり、熱量流体の表面層を形成し、内部の残りの熱量の放出を遮断する、磨かれたまたは滑らかな表面を持つ物質であると説明した。^[8]彼は、優れた放射体とは、特定の平面内に少量の分子のみが熱量を保持し、内部からの熱量の放出をより多く可能にする、粗い表面を持つ物質であると説明した。^[8] ランフォード伯爵は後に、熱量の動きに関するこの説明は、冷気の放射が理論全体の論点となる理由を説明するには不十分であるとした。^[8]

オーギュスタン＝ジャン・フレネルは最初の回想録で、アイザック・ニュートンの『光学』のフランス語訳から抜粋した見解に反応している。彼は、ニュートンは光の粒子が熱媒体に妨げられることなく空間を横切ると想像したと述べ、この見解（ニュートンが実際に抱いたことはなかった）を、照明下にある物体は熱が無限に増加するだろうと反論している。^[9]

1790年のマルク＝オーギュスト・ピクテの有名な実験では、冷たい物体から発せられる「冷光線」を鏡で焦点を合わせると、温度計がより低い温度を検出したと報告されている。^[10]

1791年、ピクテの同僚ピエール・プレヴォは、すべての物体が熱を放射し、吸収するという放射平衡の概念を提唱した。 ^[11]物体が周囲よりも低温の場合、放出する熱よりも吸収する熱の方が多くなり、平衡に達するまで温度が上昇する。平衡に達した後も、吸収と放出のバランスを保ちながら熱を放射し続ける。^[11]

赤外線の発見は天文学者ウィリアム・ハーシェルによるものとされている。ハーシェルは1800年にロンドン王立協会で研究成果を発表した。ハーシェルはプリズムを使って太陽からの光を屈折させ、スペクトルの赤色部分を超えた熱線を、その領域の温度計に記録された温度の上昇として検出した。^{[12] [13]}

まず、エーテルと呼ばれる仮想媒体の概念から生まれた初期の理論。エーテルは、真空または非真空のすべての空間を満たしていると考えられています。光または放射熱の伝達は、エーテル内の電磁波の伝播によって可能になります。 ^[14] テレビやラジオの放送波は、特定の波長を持つ電磁波の一種です。^[15]すべての電磁波は同じ速度で伝わるため、波長が短いほど周波数が高くなります。すべての物体または流体はエーテルに浸されているため、分子の振動により、どの物体または流体も電磁波を発生する可能性があります。すべての物体は、蓄積されたエネルギーを犠牲にして電磁波を生成および受信します。^[15]

1860年、グスタフ・キルヒホッフは熱平衡の数学的記述 （すなわちキルヒホッフの熱放射の法則）を発表しました。^{[16] : 275–301} 1884年までに、完全な黒体の放射力は、ジョン・ティンダルの実験測定を使用してヨーゼフ・シュテファンによって推測され、ルートヴィヒ・ボルツマンによって基本的な統計原理から導き出されました。^[17]この関係はシュテファン・ボルツマンの法則として知られています。

微視的放射理論は量子論として最もよく知られており、 1900年にマックス・プランクによって初めて提唱されました。 ^[14]この理論によれば、放射体から放射されるエネルギーは連続的ではなく、量子の形をしています。プランクは、波動理論と同様に、エネルギーは振動周波数の量子として放射されると指摘しました。^[18]真空中の電磁波のエネルギーEは、 E = hf という式で求められます。ここで、hはプランク定数、fは周波数です。

高温の物体は、量子あたりのエネルギーが増大する高周波数の放射線を放射します。すべての波長の電磁波の伝播は「放射線」と呼ばれることが多いですが、熱放射は可視光線と赤外線の領域に限定されることが多いです。工学的な観点から言えば、熱放射は表面の性質と温度によって変化する電磁放射の一種であると言えます。^[14]

放射波は伝導熱流と比較して珍しいパターンで伝わることがあります。放射により、波は加熱された物体から冷たい非吸収性または部分的吸収性媒体を通過し、再びより暖かい物体に到達します。^[14] 一例は、太陽から地球に伝わる放射波の場合です。

物体が任意の温度で放射する熱放射は、広範囲の周波数から構成されます。周波数分布は、上の図に示すように、理想的な放射体に対する プランクの黒体放射の法則によって与えられます。

放出された放射線の主な周波数（または色）範囲は、放射体の温度が上昇するにつれて、より高い周波数にシフトします。たとえば、赤く熱せられた物体は、主に可視帯域の長波長（赤とオレンジ）で放射します。さらに加熱されると、識別可能な量の緑と青の光も放出し始め、可視範囲全体にわたる周波数の広がりにより、人間の目には白く見えます。つまり、白熱しているのです。2000 K の白熱温度でも、放射線のエネルギーの 99% は依然として赤外線にあります。これは、ウィーンの変位法則によって決まります。図では、温度が上昇するにつれて、各曲線のピーク値が左に移動します。

黒体の総放射強度は、シュテファン・ボルツマンの法則で表されているように、絶対温度の 4 乗に比例して増加します。絶対温度スケールで室温の約 2 倍の温度 (600 K 対 300 K) にあるキッチンオーブンは、単位面積あたり 16 倍の電力を放射します。白熱電球のフィラメントの温度 (約 3000 K、つまり室温の 10 倍) にある物体は、単位面積あたり 10,000 倍のエネルギーを放射します。

光子統計に関しては、熱光は超ポアソン統計に従います。

物体の温度が十分に高くなると、その熱放射スペクトルは可視領域で十分に強くなり、目に見えるほど輝きます。熱放射の可視成分は白熱光と呼ばれることもありますが、^{[20]この用語は熱放射全般を指すこともあります。この用語はラテン語の}動詞「白く輝く」 から派生しています。 ^[21]

実際には、発熱過程の結果として光を生成する化学反応が起こるかどうかに関係なく、ほぼすべての固体または液体の物質は、約 798 K (525 °C、977 °F) でやや鈍い赤色で輝き始めます。この限界は、ドレーパー点と呼ばれます。白熱はその温度以下でも消えませんが、可視スペクトルでは弱すぎて知覚できません。

物体が特定の周波数で放射する電磁放射の速度は、物体がその周波数で放射を吸収する速度に比例します。この特性は相反性として知られています。したがって、赤色の光を多く吸収する表面は、より多くの赤色の光を熱放射します。この原理は、波長(色)、方向、偏光、さらにはコヒーレンスを含む波のすべての特性に適用されます。したがって、偏光、コヒーレント、方向性のある熱放射が可能ですが、偏光とコヒーレンスを持つ光源は自然界では非常にまれです。

熱放射は、熱伝達の 3 つの主要なメカニズムの 1 つです。物体の温度によって電磁放射のスペクトルが放出されます。その他のメカニズムには、対流と伝導があります。

熱放射は伝導や対流とは特性的に異なり、媒体を必要とせず、実際真空中で最大効率に達します。熱放射は電磁放射の一種で、波の伝播によってモデル化されることが多いです。これらの波は周波数、波長という標準的な波の特性を持ち、これらは次式で関連付けられます。ここで は媒体中の光の速度です。^{[22] : 769}${\displaystyle \nu}$${\displaystyle \lambda}$$${\displaystyle \lambda ={\frac {c}{\nu }}}$$${\displaystyle c}$

熱放射は、単位面積あたりの表面への放射の入射率である。^{[22] : 771}ワット/平方メートルで測定される。放射は反射、吸収、または透過のいずれかである。放射の成分は、次の式で特徴付けられる。

${\displaystyle \alpha +\rho +\tau =1\,}$

ここで、は吸収率、反射率、透過率を表します。^{[22] : 772}これらの成分は、電磁波の波長と媒体の材料特性の関数です。 ${\displaystyle \alpha \,}$${\displaystyle \rho \,}$ ${\displaystyle \tau \,}$

スペクトル吸収は放射率 に等しく、この関係はキルヒホッフの熱放射の法則として知られています。この関係がすべての周波数に当てはまり、次の式が当てはまる場合、 その物体は黒体と呼ばれます。${\displaystyle \epsilon}$

${\displaystyle \alpha =\epsilon =1.\,}$

物体が白く見える場合（可視スペクトルで反射する）、熱赤外線でも必ずしも同じように反射する（したがって非放射性である）わけではありません（左の図を参照）。ほとんどの家庭用ラジエーターは白く塗装されていますが、これは、大量の熱を放射するほど熱くはなく、熱放射器として設計されていないことを考えると理にかなっています。実際には対流器であり、マットブラックに塗装しても効率にほとんど違いはありません。アクリルおよびウレタンベースの白塗料は、室温で93％の黒体放射効率を備えています^[23]（つまり、「黒体」という用語は、物体の視覚的に知覚される色と必ずしも一致しません）。「黒色 = 高放射率/高吸収率」という警告に従わないこれらの材料は、機能的なスペクトル放射率/吸収率依存性を持つ可能性が高くなります。

真にグレーなシステム (相対的に等価な放射率/吸収率で、考慮されるすべての制御体積物体における方向透過率の依存性がない) のみが、シュテファン・ボルツマンの法則を通じて妥当な定常熱流束の推定値を達成できます。この「理想的に計算可能な」状況に遭遇することはほとんど不可能です (ただし、一般的なエンジニアリング手順では、これらの未知の変数の依存性を放棄し、これが事実であると「想定」します)。楽観的に言えば、これらの「グレー」近似は実際のソリューションに近づきます。シュテファン・ボルツマン ソリューションからのほとんどの乖離は非常に小さいためです (特に、ほとんどの標準的な温度と圧力の実験室制御環境の場合)。

反射率は、本質的に双方向であるという点で他の特性とは異なります。言い換えると、この特性は、放射の入射方向と反射方向に依存します。したがって、実際の表面に特定の方向に入射する放射スペクトルの反射光線は、簡単には予測できない不規則な形状を形成します。実際には、表面は完全に鏡面反射するか拡散反射するかのいずれかであると想定されることがよくあります。鏡面反射では、反射角と入射角は等しくなります。拡散反射では、放射はすべての方向に等しく反射されます。滑らかで磨かれた表面からの反射は鏡面反射であると想定できますが、粗い表面からの反射は拡散反射に近似します。^[14]放射 解析では、表面粗さの高さが入射放射の波長に比べてはるかに小さい場合、表面は滑らかであると定義されます。

透過しない媒体（）は不透明であり、その場合、吸収率と反射率の合計は1になります。${\displaystyle \tau =0}$$${\displaystyle \rho +\alpha =1.}$$

表面から放射された放射線は、その表面からどの方向にも伝播する可能性があります。 ^{[22] : 773}放射線は、どの方向からでも表面に入射する可能性があります。したがって、表面への放射線の量は、放射源と受信器の相対的な方向に依存します。パラメータ放射強度は、 ある表面から別の表面に到達する放射線の量を定量化するために使用されます。 ${\displaystyle I}$

放射線の強度は球面座標系を用いてモデル化されることが多い。^{[22] : 773}

放射パワーは、単位面積あたりに放射される放射率である。^{[22] : 776}これは熱流束の尺度である。表面からの全放射パワーは と表され、 によって決定することができる。ここで はステラジアンの単位であり、 は全強度である。 ${\displaystyle E}$$${\displaystyle E=\pi I}$$${\displaystyle \pi}$${\displaystyle I}$

総放射パワーは、スペクトル放射パワーをすべての可能な波長にわたって積分することによっても求めることができます。^{[22] : 776}これは次のように計算されます。ここで、は波長を表します。 $${\displaystyle E=\int _{0}^{\infty }E_{\lambda }(\lambda )d\lambda }$$${\displaystyle \lambda}$

スペクトル放射パワーはスペクトル強度から次のように決定することもできる。 ${\displaystyle I_{\lambda}}$

$${\displaystyle E_{\lambda }(\lambda )=\pi I_{\lambda }(\lambda )}$$ここで、スペクトル放射パワーと放射強度はともに波長の関数である。^{[22] : 776}

「黒体」とは、入射するすべての光線を表面反射することなく入射させ、再び出射させない性質を持つ物体である。^[16]

黒体は、完全な吸収体と放射体として機能する理想的な表面です。^{[22] : 782–783}黒体は、熱放射を特徴付ける際に実際の表面と比較するための基準として機能します。黒体は3つの特性によって定義されます。

1. 黒体は波長や方向に関係なく、入射するすべての放射線を吸収します。
2. 特定の温度と波長において、黒体よりも多くのエネルギーを放射できる表面はありません。
3. 黒体は拡散放射体です。

黒体のスペクトル強度は、マックス・プランクによって初めて決定されました。^[3]これは、単位波長あたりのプランクの法則によって次のように与えられます。この式は、放射物体と完全に熱平衡状態にある量子化された電磁場のエネルギーのスペクトル分布の計算から数学的に導き出されます。プランクの法則は、放射エネルギーが温度とともに増加することを示しており、放射スペクトルのピークが高温でより短い波長にシフトする理由を説明しています。また、より短い波長で放射されるエネルギーは、より長い波長に比べて温度とともにより急速に増加することもわかります。^[24]${\displaystyle I_{\lambda,b}}$$${\displaystyle I_{\lambda ,b}(\lambda ,T)={\frac {2hc^{2}}{\lambda ^{5}}}\cdot {\frac {1}{e^{hc/k_{\rm {B}}T\lambda }-1}}}$$

この方程式は、半球領域内のすべての可能な周波数にわたる無限和として導出されます。各光子のエネルギー に、その周波数で利用可能な状態の数と、それらの各状態が占有される確率を掛けます。 ${\displaystyle E=h\nu }$

プランク分布は黒体の分光放射パワーを次のように求めるのに使用できる。 ^{[22] : 784–785}${\displaystyle E_{\lambda,b}}$

$${\displaystyle E_{\lambda,b}=\pi I_{\lambda,b}.}$$

黒体の全放射パワーは、次のように計算されます。上記の積分の解は、黒体の全放射パワーに関する非常に簡潔な方程式、ステファン・ボルツマンの法則 を導きます。これは次のように表されます。ここで、 はステファン・ボルツマン定数です。 $${\displaystyle E_{b}=\int _{0}^{\infty }\pi I_{\lambda ,b}d\lambda .}$$$${\displaystyle E_{b}=\sigma T^{4}}$$${\displaystyle \sigma}$

発光強度が最も高くなる 波長は、ウィーンの変位法則によって次のように表されます。${\displaystyle \lambda \,}$

${\displaystyle \lambda _{\text{max}}={\frac {b}{T}}}$

上記の式で使用される定数の定義:

変数の定義と値の例:

黒体ではない表面の場合、（一般的には周波数に依存する）放射率係数を考慮する必要があります。この係数は、積分前に放射スペクトルの式に掛ける必要があります。これを定数とすると、結果として得られる出力の式は、係数として を含むように記述できます。 ${\displaystyle \epsilon (\nu )}$${\displaystyle \epsilon}$

${\displaystyle P=\epsilon \sigma AT^{4}}$

周波数に依存しない放射率が完全な黒体よりも低いこのタイプの理論モデルは、灰色体としてよく知られています。周波数に依存する放射率の場合、積分された電力の解は依存関係の関数形式に依存しますが、一般に単純な式はありません。実際には、物体の放射率がピーク放射波長付近でほぼ一定である場合、ピーク放射付近の曲線の重みが積分を支配する傾向があるため、灰色体モデルはかなりうまく機能する傾向があります。

「空洞」や「周囲」を含むオブジェクト グループ間の放射熱伝達を計算するには、ラジオシティ法を使用して一連の連立方程式を解く必要があります。これらの計算では、問題の幾何学的構成が、ビュー ファクタと呼ばれる一連の数値にまとめられます。ビュー ファクタは、特定の表面から放射されて別の特定の表面に当たる放射の割合を示します。これらの計算は、太陽熱エネルギー、ボイラーおよび炉の設計、レイトレーシング コンピュータ グラフィックスなどの分野で重要です。

ある表面から別の表面への正味の放射熱 伝達は、最初の表面から他の表面へ放射される放射から 2 番目の表面から到達する放射を差し引いたものです。

放射熱伝達の公式は、平行板、同心球、円筒の内面など、より特殊で複雑な物理的配置に対しても導くことができる。^[18]

熱放射は、多くのエンジニアリングアプリケーション、特に高温を扱うアプリケーションにとって重要な要素です。

太陽光は太陽の「白熱した」表面の白熱光です。太陽からの電磁放射のピーク波長は約550 nmであり、^[1]熱や電気を生成するために利用することができます。

反射鏡によって熱放射を小さな点に集中させることができ、これを集光型太陽光発電で利用しています。鏡の代わりにフレネルレンズを使用して放射エネルギーを集中させることもできます。どちらの方法も、太陽光を利用して水を素早く蒸発させて蒸気にするのに使用できます。たとえば、鏡で反射された太陽光はPS10 太陽光発電所を加熱し、日中は水を 285 °C (558 K; 545 °F) まで加熱できます。

選択面は、太陽からエネルギーを抽出するときに使用できます。選択面は、太陽の放射から吸収するエネルギー量を最大化し、自身の熱放射によって失われるエネルギー量を最小化するように調整された表面です。選択面は、ソーラーコレクターにも使用できます。

白熱電球は、フィラメントをかなりの可視熱放射を放出する温度まで加熱することで光を生成します。タングステンフィラメントの典型的な温度は 3000 K ですが、放出される放射のごく一部だけが可視光となり、大部分は赤外線です。この赤外線は人の視覚には役立ちませんが、それでも周囲に熱を伝達するため、白熱電球は光源としては比較的効率が悪いです。^[25] フィラメントをもっと熱くすることができれば効率は上がりますが、現在のところ、そのような温度に耐えることができ、ランプに適した材料は存在しません。

蛍光灯やLEDなどのより効率的な光源は白熱では機能しません。^[26]

熱放射は人間の快適性に重要な役割を果たし、知覚される温度感覚に影響を与えます。個人用の暖房および冷房装置など、熱的快適性を高めるためのさまざまな技術が開発されてきました。

平均放射温度は、人間と周囲の環境との間の放射熱の交換を定量化するために使用される指標です。

パーソナル ラジエント ヒーターは、エネルギーを赤外線に変換し、ユーザーの体感温度を上げるように設計された装置です。通常、ガス駆動または電気駆動です。家庭用および業務用のアプリケーションでは、ガス駆動のラジエント ヒーターは、回路ブレーカーから引き出せる電流量によって制限される電気ヒーターよりも高い熱流束を生成できます。

パーソナライズされた冷却技術は、光スペクトル選択性が有益となるアプリケーションの一例です。従来のパーソナル冷却は、通常、熱伝導と対流によって実現されます。しかし、人体は赤外線を非常に効率的に放射するため、追加の冷却メカニズムが提供されます。従来の布地のほとんどは赤外線を透過せず、人体から周囲への熱放射を遮断します。パーソナライズされた冷却アプリケーション用の布地は、赤外線透過が衣服を直接通過し、可視波長では不透明で、着用者が涼しく過ごせるようにすることが提案されています。

住宅の低放射率窓は、熱波長での放射率を低く保ちつつ、可視光線に対しては透明でなければならないため、より複雑な技術です。ガラス窓などの表面からの熱伝達を減らすには、表面の内側に低放射率コーティングを施した透明反射フィルムを貼ることができます。「低放射率（low-E）コーティングは、窓や天窓のガラス表面に蒸着された、極薄でほとんど目に見えない金属または金属酸化物の層で、主に放射熱流を抑制することで U 係数を低下させます」^[27] 。このコーティングを追加することで、窓から放射される放射量を制限し、窓内に保持される熱量を増加させます。

光沢のある金属表面は、可視波長と遠赤外線の両方で放射率が低くなっています。このような表面は、両方向の熱伝達を減らすために使用できます。その一例は、宇宙船の断熱に使用される 多層断熱材です。

熱放射を含むあらゆる電磁放射はエネルギーだけでなく運動量も伝えるため、熱放射は放射または吸収する物体に非常に小さな力も引き起こします。通常、これらの力は無視できますが、宇宙船のナビゲーションを検討する際には考慮する必要があります。パイオニア異常では、宇宙船の動きが重力のみから予想される動きからわずかに逸脱していましたが、これは最終的に宇宙船からの非対称な熱放射によるものであることが判明しました。同様に、小惑星は太陽に面した側で太陽放射を吸収しますが、その後、小惑星の回転によって暖かい表面が太陽の視界から外れるため、異なる角度でエネルギーを再放射するため、小惑星の軌道は乱されます ( YORP 効果)。

スペクトル選択的な熱放射特性を持つナノ構造は、エネルギー生成と効率化のための数多くの技術的応用を提供する。^[28]例えば、太陽電池や建物の昼間の放射冷却など。これらの用途では、8～13ミクロンの波長範囲の大気透明窓に対応する周波数範囲で高い放射率が必要である。この範囲で強く放射する選択的放射体は、晴れた空にさらされるため、宇宙空間を非常に低温のヒートシンクとして利用することができる。^[29]

実際の室温の設定では、人間は空気への伝導（同時対流や隙間風などの空気の動きによる）による損失に加えて、赤外線熱放射によってもかなりのエネルギーを失っています。失われた熱エネルギーは、壁やその他の環境からの熱放射を吸収することで部分的に回復します。人間の皮膚の放射率は 1.0 に非常に近いです。^[30]人間の表面積は 約 2  m ^{2で、体温は約 307} Kで、約 1000 W を継続的に放射しています。人が屋内にいて、周囲が 296 K の表面に囲まれている場合、壁、天井、その他の環境から約 900 W の熱を受け取り、純損失は 100 W になります。これらの推定値は、衣服の着用などの外的変数に大きく依存します。

明るい色や白色、金属質の物質は照明光の吸収が少ないため、結果として熱くなりにくくなります。しかし、日常の温度にある物体とその周囲との間の熱伝達においては、色による影響はほとんどありません。これは、放射される主な波長が可視スペクトルではなく赤外線にあるためです。これらの波長における放射率は、可視放射率 (目に見える色) とはほとんど関係がありません。遠赤外線では、ほとんどの物体の放射率は高くなります。したがって、日光下を除いて、衣服の色は暖かさにほとんど影響しません。同様に、家の塗装色が暖かさにほとんど影響しません (塗装部分が日光に当たっている場合を除く)。

熱放射は皮膚を火傷させたり、可燃性物質に引火したりする現象です。熱放射にさらされてから損傷が発生するまでの時間は、熱の伝達速度に依存します。放射熱流束と影響は次のように表されます。^[31]

放射された電磁波の波長以下の距離では、プランクの法則は正確ではありません。これほど小さく、近接した物体の場合、電磁波の量子トンネル効果は放射速度に大きな影響を与えます。^[1]

熱源や表面からより近い距離では、電磁気理論を含むより洗練された枠組みを使用する必要があります。たとえば、表面から1波長以上離れた遠距離場の熱放射は、一般的にはいかなる程度にもコヒーレンスがありませんが、近距離場の熱放射（つまり、さまざまな放射波長の一部の距離での放射）は、ある程度の時間的および空間的なコヒーレンスを示す可能性があります。^[32]

プランクの熱放射の法則は、ここ数十年、法則の予測から大きく外れたナノスケールの隙間で隔てられた物体間の放射熱伝達の予測と実証の成功によって疑問視されてきました。この偏差は、放射体と吸収体が、冷たい物体と熱い物体を隔てる隙間を介して結合できる表面ポラリトン モードをサポートする場合に特に大きくなります (最大数桁)。ただし、表面ポラリトンを介した近接場放射熱伝達を利用するには、2 つの物体を数ミクロン、さらには数ナノメートルのオーダーの超狭い隙間で隔てる必要があります。この制限により、実際のデバイス設計が大幅に複雑になります。

物体の熱放射スペクトルを変更する別の方法は、放射体自体の次元を減らすことです。^[28]このアプローチは、電子を量子井戸、ワイヤ、ドットに閉じ込めるという概念に基づいており、井戸、ワイヤ、ドットなどの2次元および3次元のポテンシャルトラップに閉じ込められた光子の状態を設計することで熱放射を調整します。このような空間的な閉じ込めにより、光子の状態が集中し、特定の周波数での熱放射が強化されます。^[33]必要なレベルの光子閉じ込めを達成するには、放射物体の寸法がプランクの法則で予測される熱波長と同程度かそれ以下である必要があります。最も重要なことは、熱井戸、ワイヤ、ドットの放射スペクトルが、近接場だけでなく遠方場でもプランクの法則の予測から外れるため、その応用範囲が大幅に広がることです。

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• 熱線量ユニット
• 視野係数

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• Kuenzer, C. および S. Dech (2013): 熱赤外線リモートセンシング: センサー、方法、アプリケーション (= リモートセンシングおよびデジタル画像処理 17)。ドルドレヒト: Springer。

• 黒体放射計算機
• 熱伝達
• 大気放射
• 赤外線温度校正101