Источников плоскость

Рис. 199. Зоны Френеля. Разрез сферических волн от точечного источника плоскостью РР (а) и концентрические окружности в плоскости РР (б).

Пусть в неограниченной среде имеется расположение источников, симметричное относительно некоторой плоскости. Тогда эту плоскость можно считать абсолютно жесткой границей. Пожалуй, это единственный случай реального осуществления идеально жесткой плоской границы. Следует, конечно, иметь в виду, что граница является абсолютно жесткой только для данного поля, и при нарушении строгой симметричности источников плоскость симметрии перестает быть идеальной границей. Аналогично, плоскость симметрии, разделяющая симметричные источники, работающие в противофазе, можно считать для данного поля свободной поверхностью. В таком поле свободная поверхность осуществляется и для газа. [c.127]

Обычно работа алгоритма Ли реализуется следующим образом. На трассируемой плоскости из источника а моделируется распространение волны до тех пор, пока не будет достигнута точка Ь или пока на некотором шаге фронт [c.327]

Модели объемных тел, тонально решенных по данной схеме, показаны на рис. 1.5.4. Хотя в алгоритме не учитываются падающие тени, общая выразительность изображения остается достаточно высокой за счет определенности показа принадлежности грани той или иной системе ортогонально ориентированных плоскостей. Если три отмеченные выше области изобразить на рисунке разным цветом, то эффект будет еще большим. Физическая модель такого графического решения представлена на рис. 1.5.5. В ее основе заложен принцип освещения объекта тремя источниками различного цвета, расположенными в соответствии с принятой системой ортогональных плоскостей. Если свет направлен указанным [c.57]

Прямолинейный контур падающей тени ни-линдра представляет собой следы лучевых плоскостей, касательных к цилиндру. Следами таких плоскостей на черт. 482 служат касательные к основанию цилиндра, проведенные из точки. S (вторичной проекции источника снега S"). [c.219]

Принцип действия оптического пирометра с исчезающей нитью прост и иллюстрируется на рис. 7.30 а. Линза объектива формирует изображение источника, температура которого измеряется в плоскости раскаленной нити миниатюрной лампы. Наблюдатель через окуляр и красный стеклянный фильтр видит нить и совмещенное изображение источника. Ток через лампу регулируют до тех пор, пока визуальная яркость нити не станет точно такой же, как яркость изображения источника. Если оптическая система сконструирована правильно, в этот момент нить на изображении источника исчезает. Пирометр градуируется в значениях тока, проходящего через миниатюрную лампу. Так как детектором равенства яркостей является глаз человека, то доступная непосредственно для измерений область температур ограничена с одной стороны границей приемлемой яркости, с другой — яркостью, слишком слабой для наблюдения. Нижний предел зависит от апертуры оптической системы и составляет примерно 700°С, верхний предел равен примерно 1250°С. Для измерения более высоких температур между линзой объектива и нитью помещается нейтральный стеклянный фильтр (С на рис. 7.30а), понижающий яркость изображения источников. Плотность фильтра выбирается такой, чтобы обеспечить небольшое перекрытие областей. Например, току лампы, эквивалентному, скажем 700 °С на шкале без фильтра, на следующей шкале, с фильтром, будет соответствовать температура 1100°С. Таким образом, с помощью одного прибора температурные измерения могут быть расширены до любой желаемой максимальной температуры. Коэффициент пропускания фильтра т, который требуется для того, чтобы понизить яркость источника от температуры Т до температуры, например точки золота Гди, можно найти, используя приближение Вина, по формуле [c.365]

При оценке погрешностей фотоэлектрической пирометрии было найдено, что имеются источники погрешностей, связанные со способа.ми взаимодействия оптической системы и источника. Погрешности этой категории исследовать довольно трудно, так как они часто являются результатом сложных комбинаций различных эффектов. Один из наиболее важных эффектов такого рода связан с размером наблюдаемого источника и распределением яркости за пределами геометрически наблюдаемой площади. Для объекта конечного размера, находящегося в плоскости источника, поток излучения, прошедший плоскость диафрагмы, из-за дифракции меньше потока, который должен иметь место в соответствии с геометрической оптикой. Чтобы эти потери свести к нулю, нужно было бы увеличить размер источника так, чтобы в отверстии диафрагмы он стягивал угол 2л стерадиан. Таким образом, если пирометр измеряет по очереди два источника с разными размерами, сравнение будет содержать погрешность, обусловленную дифракцией. Дополнительная погрешность возникает в результате рассеяния на линзах объектива или на зеркале. Она также будет зависеть от размера источника, так как рассеяние пропорционально освещенности элементов объектива. [c.379]

Проецированием называют процесс получения изображения предмета на какой-нибудь поверхности (плоскости) с помощью световых или зрительных лучей. При этом если источник света удален в бесконечность, то лучи его условно считают параллельными и проецирование называют параллельным. При центральном (коническом) проецировании лучи направляют из одной центральной точки 5. [c.37]

Кроме того, при круговом изгиб напряжения, перекрывая всю периферию сечения образца, находят в нем наиболее слабые точки, становящиеся источником усталостных трещин, тогда как на неподвижном образце слабые точки не обязательно находятся в плоскости действия изгибающего момента. [c.280]

Схема установки представлена на рис. 580. В этой установке 5— источник света, 1 — конденсатор, 2 — светофильтр, 6 — объектив, 7 — экран. Модель 4 помещается между двумя поляризующими элементами 3 и 5. Первый из них называется поляризатором, а второй — анализатором. Оптические оси поляризатора и анализатора составляют друг с другом угол в 90°. При этом пучок света, прошедший через поляризатор 3, поляризуется в горизонтальной плоскости (вектор поляризации располагается горизонтально, а световые [c.516]

Мгновенный плоский источник теплоты представляет собой совокупность мгновенных точечных источников теплоты, действующих одновременно и расположенных в одной плоскости. Распределение теплоты Q при = 0 может иметь разнообразный характер. Под мгновенным плоским источником обычно понимают равномерное распределение Q по сечению (рис. 5.10, в). В случае нормального распределения Q по кругу имеем мгновенный нормально круговой плоский источник (рис. 5.10,2). [c.153]

Линейный источник теплоты мощностью q с равномерным распределением ее по толщине пластины движется с постоянной скоростью V (см. рис. 6.7,6). Граничные плоскости г—О и z=8 отдают теплоту в окружающую среду, температуру которой принимаем равной начальной температуре тела Т . Коэффициент теплоотдачи а. [c.171]

Рис. 6.13. Схема выделения плоскостями I и I зон распространения теплоты от мощного быстродвижущегося источника

Для упрощения расчетов источник теплоты иногда считают быстродвижущимся. При сварке кольцевого шва эта схема предусматривает распространение теплоты, выделившейся на участке dS (рис. 6.19, в), только в плоскости /—/. При многократном [c.190]

При движении источника теплоты на поверхности сплошного цилиндра по винтовой линии малого шага (см. рис. 6.19, г) приращение температуры точек А ч В выразится как сумма приращения температур от мгновенных кольцевых источников, расположенных на различных расстояниях х от точек Л и В и для которых время t, прошедшее с момента пересечения плоскости I — I движущимся источником теплоты, различно [c.194]

Предположим, наконец, что все атомы, находящиеся в плоскости, перпендикулярной к оси Оа, испускают волны с одинаковыми фазами Ф (/ ) иными словами, ф(/ ) зависит только от а, а от х иг/ не зависит. При выполнении перечисленных условий поле, создаваемое атомами, расположенными в какой-либо плоскости z = = onst, подобно полю в случае дифракции монохроматической волны, падающей параллельно оси Оа на экран с отверстием в виде прямоугольника со сторонами а и Ь роль вторичных волн Френеля в дифракционной задаче играют теперь реальные волны, испускаемые атомами, которые расположены в пределах этого отверстия , — поперечного сечения источника плоскостью а = onst. На рис. 40.2 показано одно из таких сечений. [c.772]

Рассмотренные фрикционные колебания также являются автоколебаниями, так как они поддерживаются поступлением энергии от неколебательного источника — плоскости, движущейся с постоянной скоростью Vo. Энергия, доставляемая этим источником в систему, равна работе сил трения. Регулирование поступления энергии в зависимости от движения системы выражается изменением силы трения, которая при отсутствии движения равна нулю, а во время движения или изменяется от Рщ до Рт (скачок силы трения), или же изменяется в зависимости от относительной скорости Z—Vo. [c.111]

Ясно, что средний квадрат флуктуаций полного набега фазы ДЛЯ случая сферической волны совпадает с соответствующей величиной для плоской волны. Рассмотрим средний квадрат раз-ности фаз для двух лучей, расходящихся под УГЛ0М11) из источника (рис. 40). Поместим начало координат в точке расположения источника, плоскость х, у проведем через источник й обе точки наблюдения, а ось х направим от источника к середине Рис. 40. Расположение лучей при отрезка, соединяющего точки наблюдения. Мы ограничимся [c.249]

В формула (2.57) и (2.58) t — время, отсчитываемое от момента пересечения распределенным источником плоскости, в которой находитс1я рассматриваемая точка. [c.49]

Если бы при сварке источник тепла был линейным, то укорочения привели бы к деформациям в плоскости. Однако при сварке стыковых соединений зоны разогрева B pxiieii и нижней части соединения разл 1чны и со стороны действия источника тепла зона больше. Это приводит к тому, что объем пластических деформаций сжатия в верхней части [c.69]

В первую область включается система параллельных плоскостей, находящихся в наилучших условиях освещения. Вторую область составляют плоскости, орие нтация которых относительно источника света наихудшая. И наконец, в третью попадают все параллельные плоскости оставшегося ортогонального направления. Тональная сила воздействия этих граней на восприятие имеет промежуточное значение. [c.57]

Первое требование связано с отмеченным выше принципом единообразия визуальной характеристики системы параллельных плоскостей, одинаково расположенных относительно источника света. В этом отношании данный метод ничем не отличается от предыдущего. Основное отличие данной графической модели заключается в способе тональной характеристики плоскости. Ранее ее идентификация осуществлялась за счет равномерной штриховки, закраски или забрызгивания всей области, ограниченной контуром. В данном случае различные линии контура оказываются неравноценными. Штриховка плоскости начинается в той граничной зоне, которая наиболее выступает к зрителю. В пределах контура тон будет неравномерным, его интенсивность падает с отходом карандаша от выступающей границы контура, Те части плоскости, которые расположены в глубине подразумеваемого пространства, остаются совершенно не-заштрихованными (по крайней мере, на данном этапе идентификации пространственной ориентации плоскостей). [c.59]

Плоские стенки. Представим себе плоскую стейку толщшой 5 (рис. 239, о), через которую в направлении, перпендикулярном ее плоскости, проходит равномерный тепловой поток. Пусть поверхность стенки, обращенная к источнику теплоты, имеет температуру i , а противоположная поверхность t2, причем il > I2 Температура поперек стенки, как известно из теории теплопередачи, изменяется по прямолинейному закону. Средняя температура стенки t p = 0,5 1 у + Гг). [c.367]

На виде г ошибка усугублена тем, что толщина верхней горизонтальной стенки (заданная в предыдущих случаях непосредственно размерохг 5 мм) определена высотой внутренней полости, заданной относительно обрабатываемой нижней плоскости (размер 1S5 мм). Таким образом вводится еще один источник неточности. Толщина стенки будет колебаться в широких пределах. [c.98]

Теплота передается свариваемой пластине через поверхность ванны расплавленного металла. Казалось бы, что источник теплоты должен быть предстгвлен в виде распределенного источнике на поверхности пластины, аналогично рис. 5.10, г. Но потоки жидкого металла в ванне перемещаются с большими скоростями, а поверхность самой ванны имеет некоторое углубление. В результате этого для случая сварки с полным проплавлением источник теплоты представляют как равномерно распределенный по толщине пластины. В плоскости хОу распределение теплового потока описывают кривой Гаусса (нормальным законом) [c.154]

Если коэффциент сосредоточенности k велик, то в ряде случаев источник теплоты считают даже линейным (рис. 5.10, а), пренебрегая его распределенностью на плоскости ху. [c.155]

Распределение приращения температуры по поверхности массивного тела на расстоянии у, равном 1, 2, 3 см, представлено соответствующими кривыми на рис. 6.8, в. Температура точек при приближении источника теплоты резко возрастает, достигает максимума, а затем убывает. Снижение температуры происходит с меньшей скоростью, чем ее подъем. Максимум температуры в точках, находящихся не на оси Ох, достигается после прохождения источником теплоты плоскости, параллельной уОг, в которой находится рассматриваемая точка. В более удаленных от оси Ох точках максимальная температура достигается позже и имеет меньщее численное значение по сравнению с точками, расположенными ближе к оси Ох. Штриховой линией на рис. 6.8, а соединены точки с максимальной температурой на плоскости хОу. Поверхность раздела областей нагрева и остывания получается путем вращения штриховой кривой относительно оси Ох. Область впереди штриховой кривой нагревается, позади — остывает. [c.169]

Процесс распространения теплоты почти полностью зависит от тепловых потоков в плоскости yOz. Такое физическое представление о процессе распространения теплоты позволяет получить уравнение (6.42) другим, довольно наглядным способом. Точечный источник теплоты, проходя через плоскость / (рис. 6.13, а), выделяет на участке dx в течение времени dx/v количество теплоты Q = qdx/v. Эта теплота распространяется в по-лубесконечном плоском слое / —/ толщиной б = dx, и, следовательно, для описания процесса распространения теплоты можно использовать уравнение (6.6) для бесконечной пластины с учетом того, что слой / —/ представляет собой полу бесконечную пластину без теплоотдачи (6 = [c.181]

Предельное состояние процесса распространения теплоты при нагреве пластины мощным быстродвижущимся линейным источником теплоты также можно получить из уравнения (6.26) при условии (6.39). Ход рассуждений, основанный на предположении, что теплота распространяется только в направлении стержня 1 (см. рис. 6.13,6), такой же, как для случая точечного источника теплоты. Действительно, источник выделяет на отрезке длиной dx теплоту Q = qdxjv. Эта теплота распространяется вдоль стержня /, ограниченного плоскостями / и / и имеющего поперечное сечение Ьйх. Подставляя указанные величины в уравнение (6.8) и заменяя координату х координатой у, а также учитывая поверхностную теплопередачу, получим [c.182]

Время, прощедшее с момента прохождения источника теплоты через плоскость, в которой находятся заданные точки, определим через расстояние х и скорость сварки V. [c.182]

Пример 8. На стальной лист толщиной 18 мм наплавляют валик, мощность источнкка <7 = 4000 Вт, скорость его перемещения и = 3,6 м/ч = 0,1 см/с, теплофизические коэффициенты Х= 0,04 Вт/(см-К), а = 0,09 см /с. Рассчитать приращение температуры предельного состояния в точках Л и В, находящихся на верхней и на нижней плоскостях на расстоянии 20 мм позади источника теплоты по оси его движения. [c.188]

Приращение температуры точки М(х, г), если его определять от одного пересечения источником теплоты плоскости AOOiD (см. рис. 6.20, б), в которой находится точка М х, г), будет зависеть от времени t, прошедшего после пересечения плоскости, и не будет зависеть от координаты ф точки М. Приращение температуры в сплошном цилиндре при распространении теплоты от мгновенного кольцевого источника теплоты с учетом теплоотдачи можно определить по формуле [c.194]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...