Коэффициент Таунсенда

Коэффициент объемной электронной ионизации. Двигаясь в электрическом поле, электрон приобретает способность ионизовать газ. Число ионизаций которые в среднем производит электрон на единице своего пути в направлении поля, называется линейным коэффициентом ионизации или первым коэффициентом Таунсенда. Второе название обусловлено тем, что этот коэффициент был введен Таунсендом в его теории несамостоятельного разряда в газе. Измеряется щ единицами длины в минус первой степени (м- , см- ). [c.268]

Таунсенда 354 Конвекция 299, 673 Координаты цилиндрические 73 Корреляция между пульсациями 505, 509 Коэффициент восстановления 315, 476, 638 [c.708]

Из приведенных соотношений следует, что для нормального закона равен нулю первый момент, а коэффициенты асимметрии (третий момент) и эксцесса (четвертый момент) равны нулю и трем соответственно. Действительно, первые измерения пульсаций скорости в турбулентном потоке за решеткой, являющимся хорошим аналогом однородной турбулентности, показали, что экспериментальные точки хорошо согласуются с кривой нормального закона распределения, а измеренные Таунсендом [102] коэффициенты асимметрии и эксцесса дали в согласии с теорией значения = = О и Ш4 = 3, 0. Эти результаты были получены для компонент скорости 1, 2, 3 на различных стадиях вырождения и при различных числах Рейнольдса. Полученные результаты имели ясный физический смысл. Поле турбулентных пульсаций связано уравнениями Навье-Стокса. Следовательно, скорость в любой точке потока обусловлена всем полем случайных скоростей в пространстве, окружающем эту точку. Другими словами, пульсация скорости в данной точке есть результат совместного влияния на нее множества случайных пульсаций во всех прочих областях поля. А это ситуация, при которой справедлива центральная предельная теорема Ляпунова, согласно которой случайные процессы, формирующиеся под воздействием большого или бесконечно большого числа независимых или линейно связанных факторов, имеют нормальный закон распределения. Однако более детальный анализ обнаружил, что эта похожесть на нормальный процесс не полная, а применимость центральной предельной теоремы возможна лишь с определенными оговорками. Так, дальнейшее изучение механизма турбулентности показало, что случайные воздействия, [c.124]

Л. э. развивается более или мепее неяависимо в каждом небольшом элементе пространства только в быстро-осциллирующпк ПОЛЯХ (СВЧ-ноле, оптическом), когда амплитуда колебаний электронов мала. В пост, поле Е Л. э. развивается гл. обр. вдоль направления поля, и к этом случае она характеризуется ионизационным коэффициентом Таунсенда а (см 1) — чнс. гом электронов, к-рое электрон рождает на 1 см пути вдоль поля a—vi v, , где г д — скорость дрейфа электрона в поле, а, как и v , можно сравнительно легко измерить на опыте, а затем найти V(. [c.540]

Наблюдаемое на участке ВС ВАХ отсутствие зависимости тока несамостоятельного разряда от напряжения сохраняется до тех пор, пока ионизация частиц обусловлена только внешними причинами и не зависит от условий в разряде. С ростом напряженности электрического поля энергия электронов возрастает и становится заметной вероятность процесса ионизации газа их ударами (3.10), (3.11). Мерой интенсивности этого процесса служит коэффициент Таунсенда а, равный среднему числу вторичных электронов, образуемых каждым электроном при ионизации газа на 1 см пути в направлении действующей на него силы электрического поля. Коэффициент а, по определению, можно представить в виде а=й(Ла/Ме. Значения ki и Ue зависят только от параметра Е/ро. Поэтому для каждого газа отношение а/роооа/Па должно быть функцией только одного параметра /ро- [c.95]

Как видно из (3.66), Us зависит от роН, а также от сорта газа [через коэффициенты Л и fi в формуле Таунсенда] и материала электрода (через у). Зависимости UsipoH), называемые кривыми Пашена, показаны на рис. 3.8 [c.101]

В классических теориях турбулентности однородных несжимаемых жидкостей, разработанных к настоящему времени достаточно полно (см., например, Таунсенд, 1959 Иевлев, 1990 Монин, Яглом, 1965 Турбулентность Принципы и применения, 1980)), осреднения для всех без исключения термогидродинамических параметров обычно вводятся некоторым одинаковым способом и, как правило, без весовых коэффициентов. При осреднении по времени (3.1.2) или при осреднении по ансамблю возможных реализаций [c.117]

Зц щ /( 2 ) г=о < б), а С5 = /12Ои1(д 1Р10 1дг ) г=о- Разложение (6.20 ) было указано (по-видимому, впервые) в несколько другой форме Мерфи (1932) (ср. также Таунсенд (1956)). Значения коэффициентов Са и сь в формулах (6.20 ) очень трудно определить с удовлетворительной точностью, по данным экспериментов из-за сложности измерений при малых значениях z+ (т. е. очень близко [c.234]

Соотношение (6.50), называемое обычно законом дефекта скорости, впервые было получено Карманом (1930) на основе обработки экспериментальных данных Фрича (1928), относящихся к течению в трубе. В дальнейшем этот закон неоднократно тщательно проверялся (см. ниже рис. 6.7 и 6.8), и теперь уже нет сомнений, что он представляет собой частный случай весьма общего принципа подобия по числу Рейнольдса, выполняющегося со значительной степенью точности для широкого класса турбулентных течений. Согласно этому принципу, при достаточно больших числах Рейнольдса UL v (где и и Ь — характерные масштабы скорости и длины) для большой области турбулентного течения (обычно охватывающей почти все течение за исключением сравнительно тонких слоев, примыкающих к стенкам) осредненное течение (а также и статистические характеристики пульсаций скорости) не зависит непосредственно от коэффициента вязкости (т. е. от числа Рейнольдса), оказывающего влияние на течение только через посредство граничных условий и зависящей от них величины и (см. Таунсенд (1956)). [c.261]

Эффект ускорения молекулярной диффузии под действием турбулентности был впервые отмечен Таунсендом (1951). В этой работе были даны предварительные оценки указанного эффекта, и приведены результаты экспериментов по измерению постепенного падения максимальной температуры тепловых пятен , создаваемых импульсным разрядом тока, подтвердивших его существование (и показавших, что формулы типа (11.36) неплохо соблюдаются при значительно больших значениях t — /о, чем можно было бы заранее предполагать). Более полные формулы для диффузии от мгновенного линейного источника (содержащие, впрочем, некоторые ошибки в значениях числовых коэффициентов см. Сафмен [c.539]

Измерения плотности вероятности первой производной дыу/дх , вьшол-ненные Таунсендом, полностью согласуются с измерениями Стюарта распределений разности пульсаций скоростей в двух точках. Что касается поведения плотности распределения производных д и /дх , то соответствующие моменты распределения тем более отклоняются от соответствующих значений, предписываемых нормальным законом, чем выше порядок исследуемой производной. Так при п = 0 1 2 3 коэффициент эксцесса соответствующей производной принимает значения 14- , близкие к 3 4 [c.126]

Эффект ускорения молекулярной диффузии под действием турбулентности был впервые отмечен Таунсендом (1951). В этой работе были даны предварительные оценки указанного эффе ста и приведены результаты специальных экспериментов (по измерению постепенного падения максимальной температуры тепловых пятен , создаваемых импульсным разрядом тока в турбулентном потоке), подтвердивших его существование (и даже показавших, что формулы типа (10.36) неплохо соблюдаются Для значительно больших значений I — и, чем можно было бы заранее предполагать). Дальнейшие более полные формулы для диффузии от мгновенного линейного источника (содержащие, впрочем, некоторые ошибки в значениях числовых коэффициентов см. Сафмен (1960)) были получены Таунсендом (1954) и Бэтчелором и Таунсендом (1956). Заметим, наконец, что второе слагаемое в правой части формулы (10.35) очень напоминает формулу (9.58) для дисперсии продольной координаты жидкой частицы в однородном турбулентном потоке с постоянным градиентом средней скорости. Это сходство не случайно при малых I — вся примесь находится в малой окрестности источника, в которой поле скорости Ч Х, 1) допустимо считать линейно зависящим от координат X (ограничившись первыми членами соответствующего ряда Тэйлора), и именно такому представлению поля скорости и соответствует формула (10.35). [c.524]

Уравнения (22.59) (с постоянными коэффициентами щ) впервые использовались для определения асимптотического поведения спектра турбулентности Таунсендом (1951а). Он показал, что при некоторых значениях и Дд эти уравнения имеют стационарное решение, [c.392]

Бэтчелор и Таунсенд (1956) предложили для грубой оценки значений параметров (f- числовых коэффициентов у и 6) воспользоваться равенствами (22.72). допустив дополнительно, что во втором из них можно в первом приближении пренебречь слагаемыми, связанными с пульсациями величин at, и заменить Д1Д з и д, д дз. В таком случае два уравн ия [c.515]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...