Температура ядра

Этот замечательный результат выведен нами на основании немногих теоретических предпосылок и совсем малого количества экспериментальных данных, для получения которых вовсе не надо было удаляться с Земли. Мы не в состоянии заглянуть внутрь Солнца, и все-таки мы можем рассчитать с известной степенью достоверности существующие там температурные условия. Есть еще один способ независимой оценки температуры ядра Солнца — ее расчет по суммарному потоку солнечного излучения, зависящему от скорости выгорания ядерного горючего ) внутри Солнца. [c.303]

Средние и тяжелые атомные ядра с Л 100 — 200 представляют собой квантовомеханические системы с большим числом нук-ло. юв. Пользуясь методами термодинамики и статистической физики, можно и в ядерной физике ввести понятия внутриядерная температура, энтропия и т. д.— и связать величину температуры с энергией возбуждения ядра. С этой точки зрения повышение средней энергии нуклонов ядра при захвате ядром налетающей частицы можно рассматривать как повышение температуры ядра. Испускание ядром нейтрона можно рассматривать как процесс испарения, сопровождающийся понижением температуры ядра. [c.278]

Итак, когда ядро-мишень А захватывает налетающую частицу а А - - а С ), происходит нагревание ядра, а возникающее в результате захвата частицы а возбужденное ядро С будем рассматривать как нагретое ядро. Если энергия налетающей частицы мала, т. е. ядро нагревается слабо то вылет нуклона из ядра маловероятен. Такое ядро будет переходить в нормальное состояние не путем выброса нейтрона, а каким-то другим более вероятным путем, например, путем испускания у-кванта. Напротив, при очень большой кинетической энергии налетающей частицы нагревание ядра может быть очень сильным, и такое ядро может испытать испарение одного или нескольких нуклонов. Так, например, при вле-тании в ядро с массовым числом А 150 — 200 нейтрона с кинетической энергией в 10 Мэе энергия ядра увеличивается на 18 Мэе (из них 8 Мэе — ( с /Л), при этом температура ядра повышается примерно до 1 Мэе. Возбужденное составное ядро, как капля нейтронно-протонной жидкости, по-видимому, приходит в интенсивные колебания. Из возбужденного ядра происходит вылет ( испарение ) нуклона, при этом температура ядра понижается. Колебания в ядре и после вылета нуклона могут еще продолжаться, но с меньшей амплитудой. Оставшийся избыток энергии возбуждения ядро может отдать, излучая -квант, и температура ядра падает вновь как бы до нуля. [c.279]

Ниже будут рассмотрены следствия, возникающие при снятии этих ограничений. Пусть на расстоянии I от холодного конца трубы а температуры ядра прямого и обратного потоков в установившемся режиме [c.103]

Здесь инерционное ускорение, входящее в число Gr, подсчитывается по среднему радиусу вращения канала определяющая температура принимается равной полусумме температур жидкости на входе и выходе из канала число Грасгофа определяется по разности между температурой стенки и температурой ядра потока определяющий размер — длина канала е == / (Рг). [c.349]

При стабилизированном турбулентном движении благодаря интенсивному перемешиванию температура ядра потока практически остается постоянной. Основной градиент температуры относится к пограничному слою. Для расчета среднего по длине трубы коэффициента теплоотдачи можно рекомендовать уравнение М. А. Михеева [c.135]

При развитом турбулентном режиме благодаря весьма интенсивному перемешиванию отдельных струек температура ядра потока остается практически постоянной и близкой к t [c.341]

Параметр М учитывает положение максимальных температур (ядра) факела по высоте топки, [c.185]

Специфические требования к параметрам индукционной печи, работающей с гарнисажем, сводятся к обеспечению возможности создания необходимого перегрева расплава ДГр = to — и к возможности стационарного поддержания толщины гарнисажа бр, обеспечивающей необходимую прочность гарнисажной корочки. Последнее особенно важно при охлаждении наружной поверхности гарнисажа излучением. Здесь Го и /пд - температура ядра расплава и границы расплава с гарнисажем (температура плавления). [c.100]

Температура ядра попуска вблизи от счетчика, С [c.30]

Чем больше скорость псевдоожижения, тем интенсивнее движение частиц, чаще их смена у поверхности и тем больше коэффициент теплоотдачи, однако увеличивается с возрастанием скорости лишь до некоторого предела, достигая максимума при определенном числе псевдоожижения (меньшем в слое крупных частиц, большем в слое мелких). При этой скорости частицы начинают столь быстро сменять друг друга, что температура каждой из них за время контакта с поверхностью остается почти постоянной и равной температуре ядра слоя. [c.96]

Поскольку средняя температура частиц, с которыми поверхность тела обменивается лучистой энергией, отличается от температуры ядра слоя, вся сложность проблемы сводится к нахождению величины приведенного (эффективного) коэффициента излучения с р системы кипящий слой - поверхность. [c.97]

Газ попадает в зазор снизу с температурой ядра слоя охлаждается, отдавая теплоту поверхности, имеющей температуру и одновременно получает теплоту от частиц, сохраняющих температуру ядра слоя Эффективная толщина зазора составляет < /2, а скорость фильтрации газа в нем Мф. Пренебрегая переносом теплоты вдоль потока, можно найти измене№е температуры газа по мере его движения вверх по зазору у поверхности, тепловой поток к пластине я = - t )lЯ и коэффициент теплоотдачи на высоте г [c.114]

Область I — от входа в канал до сечения А — участок тепловой стабилизации, или начальный термический участок, по длине которого температура ядра потока равна температуре жидкости [c.66]

При выводе соотношений (17) мы исходили из следующего. В рассматриваемой области неравновесного кипения (табл. 1) генерация пара происходит в основном на обогреваемой стенке канала, и ее интенсивность определяется тепловым потоком и температурой стенки. Влияние массовой скорости и температуры ядра потока на генерацию отражается через изменения температуры стенки. Это позволяет предположить существование зависимости вида [c.90]

В опытах по кипению жидких металлов при больших расходах среды и высоких скоростях пара было обнаружено существенное уменьшение температурного перепада стенка— ядро потока [20, 31], причем в ряде случаев отмечено не только уменьшение температурного перепада, но и его отрицательное значение (инверсия температуры ядра потока). Существование подобного факта [31] объясняется падением давления (и температуры) насыщения среды по длине трубы (за счет гидро- [c.259]

С. с. Забродский [233] рассмотрел теоретически вопрос о теплообмене стенки с кипящим слоем, сделав предположение, что основное термическое сопротивление теплообмену сосредоточено в газовом слое, отделяющем стенку от ближайшего ряда непрерывно сменяющихся частиц. Предполагая далее, что градиент температуры в частице отсутствует и что частица за время между двумя касаниями успевает принять температуру ядра слоя, а гакже пренебрегая лучистым теплообменом и изменением коэффициента теплоотдачи по высоте стенки (плоской), С. С. Забродский аналитически получил выражение коэффициента теплообмена кипящего слоя со стенкой, относя его к разности температур между стенкой и ядром кипящего слоя [c.368]

Основным результатом исследования температурных полей 8 сопловых решетках в потоке влажного пара капельной структуры следует считать экспериментально установленный факт, что температура поверхности лопаток при появлении жидкой фазы резко уменьшается от температуры торможения во всех точках обводов профиля (перегретый пар) до термодинамической температуры ядра потока (влажный пар). [c.96]

Резкие изменения температурного поля поверхности лопаток при переходе через зону Вильсона объясняются образованием пленок и насыщением парового пограничного слоя каплями. Хорошо известно, что теплопроводность конденсата существенно выше, чем пара. Пленки и капли поглощают теплоту трения, выделяющуюся в парокапельном пограничном слое, а также теплоту парообразования и выводят ее в тело лопатки. При этом температура стенки приближается к термодинамической температуре ядра течения. Следует еще раз подчеркнуть, что процесс перехода через зону Вильсона является флуктуационным и сопровождается пульсацией полных и статических давлений, а также температур, что и подтверждено настоящими экспериментами. При этом температура внешней поверхности лопаток может колебаться в пределах от температуры торможения до термодинамической температуры, причем в наиболее неблагоприятных условиях по температурной усталости оказываются выходные кромки лопаток. [c.97]

Рис. 3-17. Температурные профили в псевдо-ожиженном слое около трубы диаметром 30 м.и, охлаждаемой водой, при различных материалах слоя (I — расстояние от поверх- ности трубы, мм) при трех температурах ядра слоя.

Не менее сложным остается вопрос о правильной оценке т е м-пературы дисперсного потока в качестве расчетной для лучистого теплообмена. В [Л. 130] для псевдоожиженного слоя предлагается выбирать температуру ядра, предполагая небольшим поперечный (по каналу) градиент температур частиц. В Л. 66] применяется среднеарифметическое значение входной и выходной температур, а в [Л. 201] приближенно решается обратная задача — расчет температуры нагрева дисперсного потока при конвективно-лучистом теплообмене. В этом случае на основе теплового баланса при предположении, что газ лучепрозрачен, режим стационарен, расчетная поверхность излучения Рст. [c.271]

Эта температура соответствует энергии порядка 10 эВ, достаточной для полной ионизации атомов с малым атомным номером. Но если атомы водорода и гелия ионизованы, то общее число частиц N надо увеличить, прибавив к нему число свободных электронов, и, как следует из уравнения (117), средняя температура окажется в 2—3 раза ниже значения, полученного в (118). Имеются данные, что Солнце не изотермично во всем его объеме, т. е. не находится при постоянной температуре. Тем не менее результат нашей оценки близок к тому, что получается при более обоснованных расчетах средней температуры ядра Солнца. Температура на его поверхности намного ниже, как показывает подсчет по потоку излучения, испускаемо.му Солнцем, эта температура составляет около 6-10 К. Наш результат (118) для средней температуры Солнца более чем в 10 раз превышает визуально оцениваемую температуру его поверхности. [c.303]

Несмотря на огромное численное значение, эта температура все же является низкой с точки зрения термодинамических условий в ядре. Захват ядром одгюй дополиительрюй частицы заметно повышает температуру ядра, а вылет (испарение) нуклона вызывает заметное понижение температуры. Следует иметь в виду, что понятие температуры ядра имеет смысл лишь в том случае, когда [c.278]

Для медного цилиндра до температур опыта порядка 500°С поправка составляет 2—3%, а для стального она значительно выше. Поправка вводится в расчетное уравнение (3-22) в виде сомножителя т 11Р,м8( — < Ирасч-Темп охлаждения Н7 зм определяется из уравнения (3-10). В нем 1 и Оз — соответственно избыгочнРз1С температуры ядра (отсчитани ле от температуры на границе двухсоставного тела) для моментов времени Т] и То. Поправка ег определяется из специально построенных графиков. [c.120]

Н. Тройбус и Н. Зубер предложили схему теплового удара , согласно которой при отрыве от поверхности паровой пленки очередного пузыря его место мгновенно замещается жидкостью при температуре ядра потока, которая нагревается в результате процесса нестационарной теплопроводности. При этом [c.204]

При вынужденном течении однофазного потока в условиях турбулентного режима интенсивность теплообмена существенно выше, чем при естественной конвекции, поэтому в этом случае влияние процесса парообразования а коэффициент теплоотдачи наблюдается яри более 1Высоких температурах ядра потока. Следовательно, при одной и той же плотности теплового потока в условиях вынужденного движения значение предельного недогрева жидкости меньше, чем в условиях естественной конвекции.. Скорость жидкости оказывает существенное влияние на температуру i .K. [c.260]

Весьма важно, что характер реакции на изменение температуры границы расплава способствует стабилизации температурного режима плавки. Действительно, при случайном увеличении температуры ядра расплава повьппается уровень всей кривой температуры (см. рис. 1), включая д. Но с ростом температуры адсорбированного слоя активизируется процесс десорбции, толщина этого слоя уменьшается и а снижается, а соответственно снижается увеличиваются тепловые потери д и восстанавливается первоначальное значение Гд- [c.18]

Рис. 2.9. Коэффициент теплоотдачи, температура стенки и температура ядра потока при сверхкритичеоких параметрах теплоносителя р=246 КГ/СЛ(2 <7"=3-10 ккалЦч м ) D, = 2,54 мм, L=610 мм-, G=I0 т1 я-м ).

Процесс радиационно-конвективного теплообмена исследовался в следующей постановке. По каналу движется серая излучающая и поглощающая среда с известными физическими параметрами, которые с целью упрощения предполагаются постоянными. Температура среды в начальном сечении Го и температура стенки канала Т-и, известны по условию и постоянны. Движение среды предполагается резко турбулентного характера со средним по сечению коэффициентом турбулентной теплопроводности Ят- Это позволяет рассматривать дискретную схему потока турбулентное ядро, пограничный слой и стенку канала (рис. 15-1). Принятая схема дает возможность при определении коэффициента теплоотдачи от потока к стенке использовать закономерности ра-диационно-кондуктивного теплообмена применительно к пограничному слою. В пределах турбулентного ядра температура среды и ее скорость принимаются постоянными и равными их осредненным по сечению канала величинам. В пограничном слое толщиной б скорость среды меняется от значения w на границе с ядром потока до нуля на стенке, а температура—от значения температуры ядра Т х) для данного сечения канала с координатой X до заданного значения на стенке канала. Коэффициент турбулентной теплопроводности в пределах пограничного слоя равен нулю. За счет радиационно-конвективного теплообмена потока со стенкой происходит изменение температуры текущей среды. Посколь-402 [c.402]

В уравнении (15-1) суммарный коэффициент теплоотдачи от потока к стенке канала может быть найден на основании (14-14) и (14-15). С этой целью рассмотрим в рамках принятой схемы процесс теплообмена текущей среды с граничной поверхностью как радиацион-но-кондуктивный теплообмен ядра потока и стенки канала через пограничный слой толщиной б. Приравняем температуру ядра потока средней калориметрической температуре среды в данном сечении, что можно сделать, учитывая малую толщину пограничного слоя по сравнению с диаметром канала. Считая в качестве одной из граничных поверхностей я 1,ро потока [с температурой в данном сечении канала Т х) и поглощательной способностью Яг], а в качестве другой — стенку канала (с темлературой Т-ш и поглощательной способностью aw), рассмотрим процесс радиационно-кондуктивного теплообмена через пограничный слой. Применяя (14-14), получаем выражение для локального коэффициента теплоотдачи а в данном сечении [c.404]

Рис. 3.10. Теыпературвое попе около плоского калориметра, состоящего иа трех пластин высотой 60 мм каждая (иаолядия между ними 10 мм), при включении обогрева только средней пластины. Корунд 120 мкм, м 0,2 м/с, 0 — избыточная (над температурой ядра слоя) температура (% от избыточной температуры средней пластины), у — расстояние от нижнего края калориметра. Цифры у точек — расстояние от поверхности калориметра до термопары, мм

Аналогичные опыты по кипению в трубе были проведены Ченом [9], причем в ряде случаев было отмечено не только уменьшение температурного перепада, но и его отрицательное значение, т. е. температура ядра потока оказывалась выше, чем температура стенки. Суш ествовапие подобного факта Чен объясняет падением давления (и температуры) насыш ения теплоносителя по длине трубы (за счет гидродинамического сопротивления). При этом температура ядра потока не успевает уменьшиться до температуры насыщения. [c.14]

И В сечении, в котором или температура ядра потока, или средне-энтальпийпая температура жидкой фазы становится равной температуре насыщения (в сечении И, в котором поток становится равновесным) [c.72]

Следует отметить, что, строго говоря, сечение, в котором средне-энтальнийпая температура жидкой фазы становится равной температуре насыщения, не совпадает с сечением, в котором температура ядра потока достигает насыщения, так как в этом сечении среднеэнтальпийная температура или, вернее, средняя энтальпия потока может быть несколько выше насыщения за счет некоторого перегрева пристенного слоя. Это сечение расположено несколько ниже по течению, чем сечение, в котором достигается равновесие. [c.72]

Следует отметить, что измерение температур ядра двухфазного потока должно осуществляться инерционными термопарами. В этом случае вследствие большой разницы в коэффициентах теплоотдачи королек термопары при обтекании недогретой жидкостью будет [c.76]

С повышением доли подсасываемого в горелку воздуха до 100% резко меняются кинетические (физико-химические) особенности протекания процесса горения сокращается длина факела, ДТовышается температура ядра горения газа, улучшаются условия для полного завершения реакций горения газа. Однако вместе с тем появляются признаки неустойчивого горения, что выражается в большей склонности факела к отрыву от устья горелки при высоких нагрузках и к проскоку пламени при малых нагрузках. Поэтому инжекционные горелки с полным предварительным смешением снабжают специальными стабилизаторами горения. [c.42]

От редактора. Такая двухступенчатая подача воздуха должна организовываться весьма осторожно. Дело в том, что выгорание кислорода в первичном воздухе происходит на очень коротком отрезке пути факела (1—3 м). Поэтому, если задержится своевременный BB01 в процесс горения кислорода вторичного воздуха, в факеле начнутся активные восстановительные процессы со всеми неприятнымн последствиями падением температуры ядра факела и как следствие усилением шлакования верха топки, затяжкой процесса горения топлива и др. [c.122]

Первоначально была проведена тарировка без кварцевого стекла, а затем с оптически прозрачным кварцем с полированной поверхностью. В обоих случаях получена была линейная зависимость елуч=/(< о). При работе зонда в слое ввиду интенсивного трения частиц о поверхность стекла происходило матирование его поверхности. Поэтому после окончания работ была проведена вторичная тарировка зонда для трех стекол с полированной поверхностью — точки 2 после 12 ч работы в слое частиц I—1,5 мм MgO и ЗЮг (поверхность с мелкими штрихами) — точки 3 и после 12 ч работы с частицами К( рунда 1,5—2 мм (поверхность с глубокими штрихами)— точки 4. Точки в пределах погрешности опыта легли на одну и ту же прямую, что свидетельствовало о практической неизменности коэффициента пропускания. В работе [Л. 260] была проведена серия экспериментов по измерению собственного лучистого потока внутри слоя для различных материалов, фракций, чисел псевдоожижения и температур. В табл. 3-1 сведены условия этой серии опытов, а на рис. 3-16 нанесены опытные значения теплового лучистого потока дл.оп, как функции лучистого потока для абсолютно черного тела 9л.р, рассчитанного по температуре ядра слоя. Последняя измерялась оголенной платино-платинородиевой термопарой. Прямая под углом 45° соответствует расчетному потоку. Измеренный собственный лучистый поток внутри слоя всегда оказывается ниже, чем расчетный, как для абсолютно черного тела. Точки, соответствующие одному материалу, с отклонениями не более 13% ложатся на одну прямую. По отношению тангенсов углов наклона опытных и расчет- 1ых прямых определены средние значения е слоев. [c.93]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...