Плотность объемных источников

В практике расчета прохождения быстрых нейтронов в защите реакторов наиболее широко используется метод интегрирования функции влияния точечного источника по объему активной зоны (иногда называемый методом лучевого анализа). В этом методе распространение быстрых нейтронов (у-квантов) описывается вдоль луча, соединяющего точку объемного источника (активной зоны) с расчетной точкой, с учетом всех материалов, находящихся на этом пути, и с последующим суммированием вкладов от элементарных источников, суперпозицией которых можно представить активную зону, В результате плотность потока быстрых нейтронов равна [c.49]

При проведении расчетов поля у-квантов в защите реактора обычно рассчитывают отдельно две составляющие у-излучение из активной зоны и вторичное у-излучение из защиты. При расчете составляющей активной зоны как излучения гомогенного объемного источника можно пользоваться аналогично случаю быстрых нейтронов различными формулами, полученными для объемных источников. Например, для сферической активной зоны с равномерной плотностью источников интегрирование функции влияния точечного источника приводит к следующему выражению для плотности потока у-квантов [38] [c.59]

В случае отсутствия справочных таблиц, включая таблицы для коэффициентов самопоглощения, можно пользоваться аналитическими решениями для плотности потоков от пластины и усеченного конуса с учетом самопоглощения излучения в источнике. При этом реальные объемные источники интерпретируются набором источников в виде пластин и усеченных конусов. [c.102]

Относительно просто решается рассматриваемая задача методом двухэтапного расчета. На первом этапе рассчитывается плотность тока у-квантов на внешней поверхности объемного источника. При этом не принимается во внимание наличие защиты и соответственно обусловленное ею обратное рассеяние у-квантов. На втором этапе рассчитывается мощность удельного энерговыделения в защите от плоского источника у-квантов, расположенного на границе защиты. Отнесенная к единице площади мощность источника принимается равной рассчитанной на первом этапе плотности тока у-квантов из источника. Предполагается, что у-кванты испускаются источником сферически симметрично в угол 2 л. [c.116]

В качестве примера использования метода характеристик рассмотрим решение уравнения теплопроводности для среды с релаксацией. Пусть Т — температура, q — вектор удельного теплового потока и Qv — объемная мощность источников тепла в теле. Относительно последней величины заметим, что объемные источники тепла в теле возникают, например, при протекании в нем электрического тока. Тогда qv = где/— вектор плотности [c.241]

Внутри Уо имеется распределение объемных источников с плотностью (х, у, ). При продолжении движения несжимаемой жидкости в объем получим, что в объеме условие несжимаемости ((Ву г = 0) не удовлетворяется. [c.160]

Схемы V—F/7 на рис. 2 характеризуют деформацию и разрушение при повышенных температурах и малых напряжениях, когда градиент плотности и скорости дислокаций поверхностных и объемных источников уменьшается и поверхностные источники уже не играют преобладающей роли. При реализации механизма по схемам V—VI как напыленный слой, так и переходный, интерметаллический, способствуют упрочнению композиций, и в этом случае на дислокации действуют поляризационные силы отталкивания. В структуре наблюдается образование мелкодисперсных частиц и плотных сеток дислокаций. [c.107]

Ф — диссипативная функция, характеризующая диссипацию кинетической энергии — плотность внутренних источников тепла в единице объема Fi — объемная сила, отнесенная к единице массы жидкости U — компонента скорости на ось л , ft, ц, к — коэффициенты динамической, объемной вязкости и тепло- [c.12]

В работе предложен полуэмпирический метод, позволяющий для объемных источников цилиндрической формы любых плотности и химического состава рассчитать функцию приведения эффективности системы объемный источник — ППД е ( , ) к эффективности системы точечный источник — ППД t (Ei) при расположении источников в верхнем полупространстве относительно крышки криостата ППД, т. е. рассчитать так называемый коэффициент геометрии Ei) для объемных источников [c.331]

Здесь проанализированы два варианта 1) J О, = 0, в потоке присутствует объемный источник (сток) массы, 2) J =0, О, и на разрыве имеется добавочный источник энергии с поверхностной плотностью распределения q =д(Т°,xj) 0. Для второго варианта построено решение, описывающее, наряду с (2.46), движение жидкостей, для которых нелинейные свойства имеют либо степенной тип [c.69]

Здесь q — плотность теплового потока в направлении оси у, обусловленная молекулярным и турбулентным переносом тепла ( у—объемная плотность всех источников и стоков энергии в данной точке за исключением тепловыделения, обусловленного работой потока. [c.32]

Непрерывное распределение источников в безграничной жидкости. Пусть внутри некоторого объема т непрерывно распределены источники (стоки) так, что на единицу объема приходится мощность д. Величина д, представляющая функцию координат точек в объеме т, играет роль объемной плотности распределения источников д >0) или стоков (д < 0). Элементу объема дх, находящемуся в некоторой точке А объема т, будет соответствовать источник мощности д дх, и потенциал скоростей этого элементарного источника в любой точке Л/пространства, заполненного жидкостью, как внутри, так и вне объема х будет равен [c.272]

В связи с этим выход дислокаций на поверхность и плотность дислокаций в приповерхностных слоях монокристаллов Мо зависит от ориентации поверхности к оси растяжения. В работах [85, 86, 488] отмечается, что в начале процесса деформации наиболее активными являются поверхностные источники дислокаций и лишь с увеличением деформации роль объемных источников становится преобладающей. Этому способствуют также силы изображения, которые стремятся сократить общую длину дислокаций и поставить их перпендикулярно к поверхности. Это происходит за счет поперечного скольжения винтовых дислокаций, которые теряют при этом винтовую компоненту и приобретают преимущественно краевую компоненту. А поскольку последние двигаются при значительно [c.150]

Объемная плотность тепловых источников D [c.34]

Изменение плотности вызывается нагревом либо охлаждением газа в процессе поглощения лазерной энергии молекулярным газом. Объемная плотность тепловых источников выражается следующим образом [c.18]

I i ") — — объемная плотность распределения источников (см. также 13, [c.161]

Плотность равномерно распределенных объемных источников энергии [c.150]

Объемные источники, т. е. источники тепла, выделяющиеся в каждой единице объема электрода, появляются в результате эффекта Джоуля-Ленца, вызванного протеканием тока в объеме электрода. Поскольку величина нагрева в этом случае определяется объемной плотностью тока, а последняя резко уменьшается по мере удаления от поверхности соприкосновения элементарного участка с каналом разряда, наибольшие температуры будут у поверхности. [c.44]

Объемную плотность внутренних источников тепла зададим как некоторую функцию радиуса, полагая, что по длине она не изменяется. Так что [c.292]

Исследуем теплообмен в круглой трубе с источниками тепла в потоке и постоянной плотностью теплового потока на стенке. Пусть объемная плотность внутренних источников тепла изменяется по радиусу, но постоянна по длине, т. е. [c.299]

Скорость нагрева определяется количеством энергии, которая вводится в нагреваемый слой и определяется объемной плотностью внутренних источников тепла (Вт/м ). Эта величина может быть рассчитана как [c.491]

Если известно поле завихренности ю, например из решения уравнений Гельмгольца, то возникает обратная задача, связанная с восстановлением поля скорости и. При этом дополнительным условием, накладываемым на и, является уравнение сохранения массы (1.11). В (1.11) входит, однако, еще одна функция - плотность р. Чтобы ее исключить, будем рассматривать несжимаемую жидкость, для которой Ум = 0. Здесь с цельго демонстрации общности математических операций для двух исходных уравнений введем плотность объемных источников г г, Г), которая войдет в правую часть уравнения неразрывности для несжимаемой жидкости. Тогда имеем [c.60]

Плоскость соприкасающаяся 85 Плотность объемных источников 60 Поляризация волн круговая 177 11отенциал скорости 34 Поток винтовой (течение Нельтрами) 34, 43 [c.501]

При использовании модели сечений выведения (и длины релаксации) возможно приближенное рассмотрение поля быстрых нейтронов (или первичных у-квантов) и для других геометрических конфигураций активной зоны и защиты. В этом случае можно применять аналитические формулы и таблицы, полученные для различных объемных источников с равномерной плотностью излучения (см. гл. VI). Например, для плоского полубесконеч-ного пространства в качестве модели активной зоны [c.53]

Рассматривается активная зона реактора как источник излучения. При этом, если имеются результаты физических расчетов активной зоны, их используют для вычисления утечки нейтронов из активной зоны и плотности рождения у-квантов в зоне. Если же физический расчет активной зоны не выполнен, то по минимальной исходной информации о составе и основных (Ьизических параметрах зоны производят интерпретацию ее объемным источником определенной формы с равномерной генерацией в нем нейтронов и у-квантов. [c.294]

Рассмотрите полностью развитое ламинарное течение с постоянными физическими свойствами в круглой трубе. Плотность теплового потока на стенке трубы шстотпа. В жидкости имеется также объемный источник тепла (наиример, ядерный) мощностью [c.183]

Появление повторного зуба текучести может быть также обусловлено действием собственного барьерного эффекта debris-слоя, который заключается в том, что дислокации, генерируемые объемными источниками, при приближении к поверхности задерживаются короткодействующими и дальнодействующими полями упругих напряжений приповерхностного градиента дислокаций, что требует повышенной величины эффективного напряжения деформирования согласно уравнению (1.1.). Кохда достигается требуемый уровень эффективного напряжения и дислокации прорывают более плотную и жесткую систему дислокаций в приповерхностном слое, происходит срыв внешне приложенной нагрузки. При удалении поверхностного слоя определенной толщины или при проведении отжига эффект предпочтительного поверхностного упрочнения от предварительной деформаиди снимается и при повторном нагружении не требуется увеличения эффективного напряжения для прохождения дислокаций через приповерхностную область кристалла. В этом случае, наоборот, наблюдается некоторое уменьшение напряжения течения (см. рис. 28, 30), которое, по-видимому, обусловлено действием новых поверхностных источников, появляющихся вследствие удаления поверхностного слоя в местах пересечения свежей поверхности с лесом дислокаций. При увеличении степени предварительной деформации приповерхностный градиент плотности дислокаций уменьшается ( размывается ) все больше, так что плотности дислокаций вблизи свободной поверхности и внутри кристалла уже мало различаются. При этом барьерный эффект поверхности также уменьшается. Кроме того, при увеличении общей 1Ш0ТН0СТИ дислокаций затрудняется процесс релаксационного перераспределения дислокационной структуры вблизи поверхности, что также способствует уменьшению абсолютной величины повторного зуба текучести. [c.55]

Из рис. 68, б видно, что и в данной модели источники в поверхностной области могут способствовать предпочтительной деформации по сравнению с внутренними источниками даже при действии более низких Hanp h жений. Дислокации, генерируемые поверхностными источниками, могут преодолевать препятствия более легко, чем внутри кристалла, и скользить на большее расстояние от источника по сравнению с дислокациями от внутренних объемных источников благодаря тому, что эффективные толкающие напряжения скользящих дислокаций более высокие в поверхностной области. Это обстоятельство приводит к росту плотности активных источников в поверхностной зоне и снижению расстояния между активными плоскостями скольжения. [c.121]

Таким образом, величина а на рис. 68, б может быть фактически объяснена как мера плотности активных источников в любой части кристалла. Величину а рассчитывали, принимая Тд = т применительно к модели скопления дислокаций на рис. 68, д, функция распределения которых на плоскости скольжения подчиняется закону (р) = (4TejnGb) paj R - р ) ", где р — расстояние от источника. Исключая а из зависимости F p), получим функцию распределения дислокаций для объемного источника, предложенную Лейбфридом [6, 251 ]. [c.121]

Наконец, распределим движущиеся энергостоки в некотором вбъеме V. Объемной плотностью подвижного источника (стока) Энергии в точке О объема V будем называть вектор Г с компонентами Гг, [c.231]

Непрерывное распределение источников в пространстве. Предположим, что внутри некоторого объема т (рис. 135) непрерывно распределены источники (стоки) так, что на единицу объема приходится мощность д. Величина д, представляющая Функцию координат точек в объеме т , играет роль объемной, плотности распределения источников д > 0) или сто-> ов (д < 0). Элементу объема йт, находя- Демуся в некоторой точке А объема т, будет соответствовать источник мощно- [c.395]

При исследовании переноса тепла в таких случаях важно знать интенсивность объемного выделения (поглощения) тепла, которая количественно характеризуется плотностью объемного тепловыделения 9в, вг/ж . Если величина положительна, то говорят, что в теле имеются положительные источники тапла. При отрицательных значениях 9, имеются отрицательные источники (или просто стоки) тепла. [c.66]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...