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が、^{[ 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十分に光ります。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。このエネルギーは一部が大気圏で吸収・散乱されます。後者のプロセスこそが、空が青く見える理由です。^{[ 3 ]}太陽放射の多くは大気圏を通過し、地表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利用できます。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、対象物の温度勾配を表すことができ、周囲よりも温度が高い物体の位置を特定するためによく使用されます。可視光レベルが低い暗い環境では、赤外線画像を用いて動物や人の体温を検知し、その位置を特定することができます。宇宙マイクロ波背景放射も熱放射の一例です。

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す。このモデルは、放射物体が熱力学的平衡状態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とその温度を関連付けます。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）を用いて放射と吸収をモデル化できます。^{[ 1 ]}

熱放射は、絶対零度よりも高い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、物質中の原子や分子のランダムな運動の運動エネルギーです。これは、ゼロ以外の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。その結果、結合した電場と磁場が電気力学的に生成され、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。^[要出典]

熱放射の特性は、放射元の表面の様々な特性に依存し、温度や、キルヒホッフの法則で表される分光放射率なども含まれます。^{[ 5 ]}放射は単色ではありません。つまり、単一の周波数だけで構成されているのではなく、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。ある物体の放射と黒体の放射の比率がその物体の放射率であるため、黒体の放射率は 1 です。

あらゆる物体の吸収率、反射率、および放射率は、放射線の波長に依存します。相反性により、特定の波長における吸収率と放射率は平衡状態では等しくなります。つまり、吸収率の高い物体は必然的に放射率も高く、吸収率の低い物体は放射率も低いということです。温度は電磁放射の波長分布を決定します。

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。約 6000 K の温度にある太陽の光球は、主に電磁スペクトルの（人間の）可視領域の放射線を放射しています。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、f _maxでスペクトルのピークを迎える 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、地表からの放射線は大気によって吸収または散乱されます。この放射の約10%は宇宙空間に放出されますが、大部分は大気ガスによって吸収され、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、地球温暖化や気候変動全般に寄与しています（また、大気の組成や性質が変化していないときには、気候の安定性にも決定的に寄与しています）。

燃えるガラスは紀元前700年頃まで遡ることが知られています。燃えるガラスに関する最初の正確な言及の一つは、紀元前423年に書かれたアリストパネスの喜劇『雲』に見られます。^{[ 6 ]}アルキメデスの熱線逸話によると、アルキメデスはシュラクサイ包囲戦（紀元前213～212年頃）の際に、攻撃してくるローマ船を燃やすために熱線を集中させる鏡を開発したと言われています が、当時の資料は確認されていません。^{[ 6 ]}カトプトリクスは、熱を発生させるために光を集める方法を解説したユークリッドの著書とされていますが、紀元後300年に書かれた可能性があります。^{[ 6 ]}

ルネサンス期に、サントリオ・サントリオは最古の熱計の一つを発明しました。1612年、彼は太陽からの熱の影響と月の熱を測定する試みに関する成果を発表しました。^{[ 6 ]}

1589年、ジャンバッティスタ・デッラ・ポルタは、遠く離れた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ことを報告しました。また、固体の氷塊から冷たさを感じたことも報告しています。^{[ 6 ]}デッラ・ポルタの実験は何度も再現され、精度が向上しました。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年には神聖ローマ皇帝ルドルフ2世に指示が与えられました。1660年、デッラ・ポルタの実験は、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用いて、アカデミア・デル・チメントによって更新されました。^{[ 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関する実験について手紙を書きました。^{[ 7 ]}彼は、濃い色の衣服は薄い色の衣服よりも日光にさらされると熱くなることを発見しました。彼が行った実験の一つは、晴れた日に様々な色の布を四角く切ったものを雪の中に置いたというものでした。しばらく待ってから測定したところ、黒い布がすべての色の中で最も雪の中に深く沈み込み、最も熱くなり、最も多くの雪を溶かしていることが示されました。

アントワーヌ・ラヴォアジエは、熱放射は物体の表面の状態と関係があり、物体の材質とは関係がないと考えた。^{[ 8 ]}ラヴォアジエは、表面が磨かれた滑らかな物質は放射能が悪く、分子が平面状に密に結合しているため熱量流体の表面層が形成され、内部の残りの熱量の放出が遮断されると述べた。^{[ 8 ]}ラヴォアジエは、表面が粗い物質は熱量を保持する分子が特定の平面内に少ないため内部からの熱量の放出が多くなるため、放射能が良いと説明した。^{[ 8 ]} ランフォード伯爵は後に、熱量移動に関するこの説明は冷気の放射を説明するには不十分であるとし、これが理論全体の論点となった。^{[ 8 ]}

オーギュスタン＝ジャン・フレネルは、最初の回想録の中で、アイザック・ニュートンの『光学』のフランス語訳から引用した見解に反論している。彼は、ニュートンは光の粒子が空間を満たす熱媒体によって妨げられることなく空間を横断すると考えていたと述べ、この見解（ニュートン自身は実際には考えていなかった）を、照明下にある物体は無限に熱を増大させると反駁している。^{[ 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「極寒光線」を鏡で集光すると、温度計がより低い温度を検知したと報告されています。^{[ 10 ]}

1791年、ピクテの同僚であるピエール・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ました。 ^{[ 11 ]}物体が周囲よりも温度が低い場合、放出する熱よりも吸収する熱の方が大きくなり、平衡に達するまで温度が上昇します。平衡に達した後も、物体は吸収と放出のバランスを保ちながら熱を放射し続けます。^{[ 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ます。ハーシェルは1800年にロンドン王立協会でその成果を発表しました。ハーシェルはプリズムを用いて太陽光を屈折させ、スペクトルの赤色部分を超える熱線を、その領域の温度計に記録された温度の上昇によって検出しました。 ^{[ 12 ] [ 13 ]}

19世紀末には、光や放射熱の伝達は電磁波の伝播によって可能になることが示されました。^{[ 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播するため、波長が短いほど周波数が高くなります。すべての物体は、熱交換を犠牲にして電磁波を生成し、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、量子の形で存在します。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。

物体は高温になると、量子あたりのエネルギーが増大し、より高い周波数で放射を放出します。あらゆる波長の電磁波の伝播はしばしば「放射」と呼ばれますが、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、通常とは異なるパターンで伝わることがあります。放射は、加熱された物体から冷たい非吸収性または部分的に吸収性の媒体を通過し、再びより温かい物体に到達する波動です。^{[ 14 ]} 一例として、太陽から地球へ伝わる放射波が挙げられます。

熱画像（上）と通常の写真（下）の比較。ビニール袋は長波長赤外線に対してほぼ透明ですが、男性の眼鏡は不透明です。

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。その周波数分布は、上図に示すように、理想的な放射体の場合、プランクの黒体放射の法則によって与えられます。

放出される放射線の主な周波数（または色）範囲は、放出者の温度が上昇するにつれて、より高い周波数へとシフトします。たとえば、赤く熱せられた物体は、主に可視光線帯の長波長（赤とオレンジ）で放射線を放射します。さらに加熱されると、識別できる量の緑と青の光も放出し始め、可視光線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、白熱しているということです。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るように、絶対温度の4乗に比例して増加します。キッチンオーブンは、絶対温度スケールで室温の約2倍（600 K vs. 300 K）の温度にあり、単位面積あたり16倍のエネルギーを放射します。白熱電球のフィラメント温度（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、可視光線領域における熱放射スペクトルが十分に強くなり、目に見えるほどに輝きます。熱放射の可視光線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「 incandescere」（白く輝く） に由来しています^{[ 21 ] 。}

実際には、ほぼすべての固体または液体物質は、発熱反応によって発光する化学反応の有無にかかわらず、約798 K（525 °C; 977 °F）でやや鈍い赤色に輝き始めます。この限界はドレーパー点と呼ばれます。白熱はこの温度以下でも消えることはありませんが、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、その物体がその周波数で放射を吸収する速度に比例します。これは相反性として知られています。したがって、赤色光を多く吸収する表面は、より多くの赤色光を熱放射します。この原理は、波長（色）、方向、偏光、さらにはコヒーレンスなど、波のあらゆる特性に当てはまります。したがって、偏光、コヒーレンス、方向性を持つ熱放射は可能ですが、自然界では偏光とコヒーレンスを持つ光源は非常に稀です。

熱放射は、熱伝達の3つの主要なメカニズムの一つです。物体の温度に応じて電磁放射スペクトルが放出されます。他のメカニズムとしては、対流と伝導があります。

熱放射は伝導や対流とは性質的に異なり、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あり、波の伝播によってモデル化されることがよくあります。これらの波は、周波数、波長という標準的な波動特性を持ち、これらは次式で表されます。 ここで、は媒体中の光速です。^{[ 22 ] : 769}${\displaystyle \nu}$${\displaystyle \lambda}$$${\displaystyle \lambda ={\frac {c}{\nu }}}$$${\displaystyle c}$

熱放射とは、単位面積あたりに放射が表面に入射する放射率である。^{[ 22 ] : 771}単位はワット/平方メートルである。放射は反射、吸収、透過のいずれかの形で現れる。放射の成分は以下の式で表すことができる。 ここで、は吸収率、は反射率、は透過率を表す。^{[ 22 ] : 772}これらの成分は、電磁波の波長と媒体の物性に依存する。 $${\displaystyle \alpha +\rho +\tau =1\,}$$${\displaystyle \alpha }$${\displaystyle \rho }$${\displaystyle \tau }$

スペクトル吸収率は放射率 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おいて成り立ち、以下の式が成り立つ場合、 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（可視スペクトルでは反射する）、熱赤外線でも必ずしも同様に反射する（つまり非放射性である）とは限りません（左の図を参照）。家庭用ラジエーターの多くは白く塗装されていますが、これはラジエーター自体が十分な熱を放射するほど高温ではなく、そもそも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。ラジエーターは実際には対流型であり、マットブラックに塗装しても効率にほとんど影響はありません。アクリル系およびウレタン系の白塗料は、室温で93%の黒体放射効率を示します^{[ 23 ]}（つまり、「黒体」という用語は、必ずしも物体の視覚的に知覚される色と一致するとは限りません）。「黒色 = 高い放射率/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いです。

真にグレーなシステム（相対等価放射率／吸収率を有し、考慮するすべての制御体積物体において方向透過率に依存しないシステム）のみが、シュテファン・ボルツマンの法則を用いて妥当な定常熱流束推定値を得ることができます。この「理想的に計算可能な」状況に遭遇することはほぼ不可能です（ただし、一般的な工学的手法では、これらの未知変数の依存性を放棄し、これが事実であると「仮定」します）。楽観的に言えば、これらの「グレー」近似は実際の解に近づくでしょう。なぜなら、シュテファン・ボルツマン解からの乖離は（特に標準的な温度・圧力制御された実験室環境のほとんどにおいて）非常に小さいからです。

反射率は、本質的に双方向性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または拡散反射のいずれかで反射す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くなります。^{[ 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、その表面は滑らかであると定義されます。

透過を全く起こさない媒体（）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、その表面からあらゆる方向に伝播する可能性があります。^{[ 22 ] : 773}放射線は、あらゆる方向から表面に入射する可能性があります。したがって、表面への放射線量は、放射源と受光器の相対的な向きに依存します。放射強度というパラメータは、 ある表面から別の表面へどれだけの放射線が到達するかを定量化するために使用されます。 ${\displaystyle I}$

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

放射電力とは、単位面積あたりに放射される放射の速度である。^{[ 22 ] : 776}これは熱流束の尺度である。表面からの全放射電力は と表され、 によって決定される。 ここではステラジアン単位、は全強度である。 ${\displaystyle E}$$${\displaystyle E=\pi I}$$${\displaystyle \pi }$${\displaystyle I}$

全放射パワーは、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以下のように決定することもできる。 ここでスペクトル放射パワーと放射強度はどちらも波長の関数である。^{[ 22 ]：776}${\displaystyle I_{\lambda }}$$${\displaystyle E_{\lambda }(\lambda )=\pi I_{\lambda }(\lambda )}$$

「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、熱放射の特性を評価する際に、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 ]}プランクの法則によれば、単位波長あたり次のように与えられます。 ${\displaystyle I_{\lambda ,b}}$$${\displaystyle I_{\lambda ,b}(\lambda ,T)={\frac {2hc^{2}}{\lambda ^{5}}}\cdot {\frac {1}{e^{hc/k_{\rm {B}}T\lambda }-1}}}$$

この式は、放射物体と完全に熱平衡状態にある量子化電磁場におけるエネルギーのスペクトル分布の計算から数学的に導かれる。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、高温になると放射スペクトルのピークが短波長側にシフトする理由を説明できる。また、短波長側で放射されるエネルギーは、長波長側で放射されるエネルギーよりも温度とともに急速に増加することも分かる。^{[ 24 ]}

この式は、半球領域における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、それらの状態が占有される確率を乗じます。 ${\displaystyle E=h\nu }$

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}${\displaystyle E_{\lambda ,b}}$

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

黒体の総放射電力は次のように計算される。 $${\displaystyle E_{b}=\int _{0}^{\infty }\pi I_{\lambda ,b}d\lambda .}$$

上記の積分の解は、黒体の全放射パワーに関する非常にエレガントな方程式、ステファン・ボルツマンの法則を生成し、次のように与えられます。 ここで、 はステファン・ボルツマン定数です。 $${\displaystyle E_{b}=\sigma T^{4}}$$${\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:

シンボル	定数名	SI単位での値
${\displaystyle h\,}$	プランク定数	6.626 069 3(11)×10 −34 J·s
${\displaystyle b\,}$	ウィーンの変位定数	2.897 768 5(51)×10 −3 m·K
${\displaystyle k_{\rm {B}}\,}$	ボルツマン定数	1.380 650 5(24)×10 −23 J・K −1
${\displaystyle \sigma \,}$	シュテファン・ボルツマン定数	5.670 373 (21)×10 −8 W·m −2 ·K −4
${\displaystyle c\,}$	光の速度	299 792 458 m·s −1

変数の定義と値の例:

${\displaystyle T}$	絶対温度​	上記で使用される単位はケルビンでなければなりません（例：地球の平均表面温度 = 288 K）
${\displaystyle A}$	表面積​	直方体= 2 ab + 2 bc + 2 ac ;円柱= 2 π·r ( h + r );球= 4 π· r 2

黒体以外の表面については、（一般的に周波数に依存する）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乗じる必要があります。この係数を定数とすると、結果として得られる出力の式は、係数として を含む形で表すことができます。 ${\displaystyle \epsilon (\nu )}$${\displaystyle \epsilon }$$${\displaystyle P=\epsilon \sigma AT^{4}}$$

この種の理論モデルは、周波数に依存しない放射率が完全な黒体よりも低いため、しばしば灰色体と呼ばれます。周波数に依存する放射率の場合、積分電力の解は依存性の関数形に依存しますが、一般的に単純な式は存在しません。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」を含む物体群間の放射伝熱を計算するには、ラジオシティ法を用いた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形態係数と呼ばれる数値に集約されます。形態係数は、任意の面から放射される放射が別の特定の面に衝突する割合を示します。これらの計算は、太陽熱エネルギー、ボイラーや炉の設計、レイトレーシングによる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」した表面からの白熱光です。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。

反射鏡を用いることで熱放射を微小な点に集中させることができ、集光型太陽光発電はこの特性を利用しています。鏡の代わりにフレネルレンズを用いて放射エネルギーを集光することも可能です。どちらの方法も、太陽光を利用して水を急速に蒸発させ、蒸気にすることができます。例えば、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℃（558 K、545 ℉）まで加熱することができます。

選択面は、太陽光からエネルギーを抽出する際に使用できます。選択面とは、太陽放射からのエネルギー吸収量を最大化し、同時に自身の熱放射によるエネルギー損失を最小限に抑えるように調整された面です。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、フィラメントを加熱して可視光線を大量に放射する温度に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場合、通常3000 Kの温度では、放射される光線のうち可視光線となるのはごくわずかで、大部分は赤外線です。この赤外線は人間の視覚には役立ちませんが、周囲に熱を放出するため、白熱電球は光源として比較的効率が悪いです。^{[ 25 ]} フィラメントの温度を上げることができれば効率は向上しますが、現在のところ、そのような温度に耐え、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、体感温度に影響を与えます。個人用暖房・冷房装置をはじめ、温熱快適性を高めるための様々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のに使用される指標です。

パーソナル輻射ヒーターは、エネルギーを赤外線に変換し、ユーザーの体感温度を高めることを目的とした機器です。一般的にはガス式または電気式です。家庭用および業務用の用途において、ガス式輻射ヒーターは、ブレーカーを通過でき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発生させることができます。

パーソナライズ冷却技術は、光スペクトル選択性が有益となり得る用途の一例です。従来のパーソナル冷却は、一般的に熱伝導と対流によって実現されます。しかし、人体は非常に効率的に赤外線を放射するため、これがさらなる冷却メカニズムとなります。従来の布地の多く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。パーソナライズ冷却用途向けに、赤外線は衣服を直接透過しながら可視波長は透過しない布地が提案されており、着用者はより涼しく過ごすことができます。

住宅の低放射率窓は、熱波長域での放射率を低く抑えつつ、可視光線に対しては透過性を維持する必要があるため、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低減するために、低放射率コーティングを施した透明反射フィルムを表面の内側に塗布することができます。「低放射率（Low-E）コーティングは、窓や天窓のガラス面に蒸着された、顕微鏡的に薄く、実質的に目に見えない金属または金属酸化物層で、主に放射熱流を抑制することでU係数を低減します。」^{[ 27 ]}このコーティングを施すことで、窓から放射される放射量を制限し、窓内部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、可視光線と遠赤外線の両方において放射率が低い。このような表面は、双方向の熱伝達を低減するために利用可能であり、その一例が宇宙船の断熱材として用いられる多層断熱材である。

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誘起します。通常、これらの力は無視できますが、宇宙船の航行を検討する際には考慮に入れる必要があります。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するパイオニア異常は、最終的に宇宙船からの非対称な熱放射に起因するものと突き止められました。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、小惑星の自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、小惑星の軌道は摂動を受けます（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、太陽光発電セルや建物の日中の放射冷却などである。これらの用途では、8～13ミクロンの波長域における大気透明窓に対応する周波数帯域で高い放射率が必要となる。この帯域で強く放射する選択放射体は晴天にさらされるため、宇宙空間を極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 ]}人体の表面積は 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。屋内にいて 296 K の表面に囲まれている場合は、壁や天井などの環境から約 900 W 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左右されます。

明るい色、白色、金属物質は照明光の吸収が少なく、結果として温度上昇も少なくなります。しかし、日常温度における物体とその周囲との間の熱伝達においては、色はほとんど影響を与えません。これは、物体が主に放射する波長が可視光線ではなく赤外線であるためです。これらの波長における放射率は、可視光線の放射率（可視色）とはほとんど関係がありません。一方、遠赤外線では、ほとんどの物体の放射率は高くなります。そのため、日光下を除いて、衣服の色は暖かさにほとんど影響を与えません。同様に、家の塗装色も、塗装部分が日光に照らされている場合を除き、暖かさにほとんど影響を与えません。

熱放射は、皮膚を火傷させたり、可燃性物質を発火させたりできる現象です。熱放射への曝露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。放射熱流束とその影響は以下のように表されます。^{[ 31 ]}

放射される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、かつ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 ]}

熱源または表面からより近い距離においては、電磁気理論を含むより洗練された枠組みを用いる必要がある。例えば、表面から1波長以上離れた距離における遠距離場熱放射は、一般的にいかなる程度にもコヒーレンスを持たないが、近距離場熱放射（すなわち、様々な放射波長の何分の一かの距離における放射）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る。^{[ 32 ]}

プランクの熱放射の法則は、ここ数十年、ナノスケールの隙間で隔てられた物体間の放射熱伝達に関する予測や実証によって、法則の予測から大きく逸脱する検証が試みられ、その検証が成功している。この乖離は、放射体と吸収体が表面ポラリトンモードをサポートし、冷たい物体と熱い物体を隔てる隙間を介して結合する場合には特に顕著（最大数桁）となる。しかし、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つの物体をマイクロメートル、あるいはナノメートルオーダーの極めて狭い隙間で隔てる必要がある。この制約は、実用的なデバイス設計を著しく複雑化させる。

物体の熱放射スペクトルを変更する別の方法は、放射源自体の次元を縮小することです。^{[ 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、ドットを含む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状態を操作することで熱放射をカスタマイズします。このような空間的な閉じ込めにより、光子状態が集中し、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実現するには、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。最も重要なのは、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ことで、その応用範囲が大幅に広がります。

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• シーゲル、ジョン・R. ハウエル、ロバート; ハウエル、ジョン・R. (2001年11月).熱放射伝熱. ニューヨーク: テイラー・アンド・フランシス社. pp. (xix – xxvi熱放射公式の記号一覧). ISBN 978-1-56032-839-1. 2009年7月23日閲覧。
• EM SparrowとRD Cess著『放射熱伝達』Hemisphere Publishing Corporation、1978年。
• 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、手法、アプリケーション（= リモートセンシングとデジタル画像処理 17）。ドルドレヒト：シュプリンガー。

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