Р-распределение тепловое

В данном приложении иллюстрируется метод отыскания Р-функ-ции по заданной ( -функции, описанный в разделе 12.4.3. Мы получим Р-распределение теплового состояния, состояния с определённым числом фотонов, а также сжатого состояния. Но для начала кратко напомним суть самой процедуры. [c.711]

В П.-п. р. значительный, а зачастую определяющий вклад в ионизацию вносят разогретые тепловые электроны плазмы, концентрация к-рых по мере развития разряда обычно начинает превышать концентрацию электронов в пучке. На формирование ф-ции распределения тепловых электронов оказывают влияние упругие и неупругие столкновения, а также ускорение электронов в электрич. полях ленгмюровских колебаний. [c.609]

Далее, падение давления пара (Р , е—Pv, с) в приведенном выше уравнении равно сумме среднего падения давления в испарителе, падения давления пара в адиабатной зоне тепловой трубы и среднего падения давления в конденсаторе. В общем случае члены этой суммы можно получить интегрированием уравнения. (2.33). Во многих случаях поток пара можно считать ламинарным и несжимаемым с пренебрежимо малыми динамическими эффектами, а распределение теплового потока вдоль испарителя и конденсатора считать равномерным. [c.76]

Фиг. 36. Распределение теплового потока по дну модели 3 при угле скольжения р, отличном от нуля, и Ве/м = 4-10 [52].

Если задано распределение тепловых источников Р(х, /) [c.115]

Р-распределение из (Э-функции 383, 384 —,определение 379-381 —,состояние с заданным числом фотонов 712, 713 —сжатое 386, 713, 715 —тепловое 385, 711, 712 —фоковское 386 —,усреднение с помощью Р-распределения 378, 379 —,эволюция во времени 603 [c.748]

Существует определенная связь между законом нормального распределения теплового потока и эффективной мощностью д источника теплоты. Очевидно, что интегрирование удельного теплового потока по всей нагреваемой поверхности Р должно дать эффективную тепловую мощность [c.396]

Р и с. 7.3. Максвелловское распределение тепловых нейтронов по энергиям. [c.256]

Для определения поля температуры в рассматриваемом случае необходимо знать хотя бы одно значение самой температуры в любой точке тела. Кроме того, распределение тепловой нагрузки др на поверхности тела Р должно удовлетворять уравнению первого начала термодинамики, записанному в интегральной форме [c.200]

Эта аналогия может быть использована при определении установившегося распределения поверхностной температуры от распределенного теплового источника. Например, температура от равномерного приложения тепла по круговой площадке радиуса а аналогична смещению от равномерного давления. Если (1— )/Е заменяется на к/2 и р — на /г, то поверхностное распределение температуры дается уравнением (3.29). Максимальная температура в центре круга[ равна [c.427]

Фиг, 4, Распределения давления р (/) и тепловых потоков У (2) по поверхности тела при наличии косого скачка сплошные кривые - без источника тепла, штриховые -с источником тепла (л, = -1,5, > 5 = -0.6) [c.140]

Фиг. 7. Распределение давления р (/) и тепловых потоков Н (2) по поверхности тела при наличии косого скачка при 7 , = 4.34, = -2.1, = -0.6. Без источника тепла -сплошные кривые, с источником тепла - штриховые

Пример 14.2. Найти изменение во времени распределения температуры и тепловых потоков от боковых поверхностей кирпичной колонны сечением I X 1 м и высотой 10 м. Условия на поверхностях колонны изображены на рис. 14.6. Теплофизические свойства кирпичной K.ni. iKH Х = 0,8 Вт/(м-К) с = = 900 Дж/(кг-К) р=1700 кг/м . Начальная температура Л = 20°С. [c.116]

Гиббсом — основоположником статистической механики. Фундаментальное достижение Гиббса состоит в том, что он показал, каким образом средние величины характеристик системы как целого могут быть получены при исследовании распределения этих характеристик в данный момент времени среди произвольного, но очень большого числа идентичных систем. Он назвал большое число идентичных систем ансамблем. Системы ансамбля распределены по различным возможным состояниям, причем возможное состояние — это любая из произвольных конфигураций, которые может принимать система. Тогда вероятность найти реальную систему в некотором определенном состоянии соответствует вероятности найти системы ансамбля в этом же состоянии. Таким образом, средние по времени значения для реальной системы соответствуют средним по ансамблю в ансамбле Гиббса. Гиббс показал, что система в замкнутом объеме, находящаяся в тепловом равновесии с тепловым резервуаром, может быть описана так называемым каноническим ансамблем, в котором вероятность Р(Е)йЕ найти систему, имеющую энергию в интервале между Е и Е + йЕ, определяется формулой [c.21]

Рис. 3.21. Распределение давления [ 1 - р/ р(0, 0) ], теплового потока ( 2 - q/ q (0,0) 1 по внешней и расхода охладителя по внутренней (3 - G/G(Lx, 0) ] поверхностям пористой матрицы спускаемого аппарата

Функции распределения молекул по колебательным уровням верхнего р ( кол ) и нижнего р( "кол) электронных состояний представлены на рис. 34.7 (кривые справа). Равенство р ( кол. ) =р(" кол) будет справедливо, если вероятность обмена энергией флуоресцирующих молекул со средой значительно превышает вероятность переходов молекулы в невозбужденное состояние. Для сложных молекул такое предположение справедливо, так как длительность возбужденного состояния у них составляет 10 с, что намного больше времени установления теплового равновесия [c.254]

Как показал Р. Пайерлс, установление частотного распределения фононов, соответствующего тепловому равновесию, может обеспечиваться процессами столкновения, в которых сохранение энергии описывается равенством (1.44), а волновые векторы фононов связаны соотношением [c.45]

Перейдем к предсказаниям, вытекающим из статистической теории. Во-первых, в модели испарения угловое распределение должно быть изотропным, а не только симметричным вперед-назад, поскольку в процессе установления теплового равновесия ядро полностью забывает , каким образом оно образовалось. Во-вторых, испаряемые ядром нейтроны должны иметь спектр (4.58). Наконец, в-третьих, вылет заряженных частиц из составного ядра должен быть, как правило, сильно подавлен, поскольку вылет медленных частиц затруднен кулоновским барьером (см. гл. VI, 3), а быстрых — резким уменьшением плотности р (Еу) уровней конечного ядра при уменьшении энергии возбуждения . Разумеется, сохраняются и более общие предсказания модели составного ядра, такие как независимость процентной доли распада по определенному каналу от способа образования составного ядра. [c.146]

Исследовать влияние коэффициента температуропроводности на уровень и распределение температур в носовом профиле стреловидного крыла сверхзвукового летательного аппарата кратковременного действия, имеющего форму затупленного клина (рис. 17.2). Аэродинамический нагрев тел, обтекаемых потоком воздуха, обусловлен эффектами диссипации энергии, повышением температуры в зонах динамического сжатия потока и высокой интенсивностью теплоотдачи, характер- р с 172 ной для носовых частей затупленных тел. Информация о тепловом режиме элементов конструкции необходима для прочностных расчетов. Температурное поле в носовом профиле помимо условий обтекания, формы и геометрических размеров тела в условиях неустановившегося полета зависит также от физических свойств материала, из которого изготовлен профиль. В частности, неравномерность распределения температур и, следовательно, величины термических деформаций зависят от коэффициента температуропроводности материала а = = Х/(ср). [c.263]

Здесь g(g, р) — изображение по Лапласу — Карсону плотности тепловых источников, распределенных по оси у = О, х> а, Ко(х) — модифицированная функция Бесселя второго рода. [c.371]

Эпюра распределения давления, приведенная на рис. 134, показывает, что манометрическое давление внутри помещения при наличии тепловых избытков возрастает по высоте (разрежение в нижней части графика характеризует отрицательное манометрическое давление — см. 10). Аналогичное явление увеличения манометрического давления по высоте, когда рвн < р . мы уже рассматривали при распределении давления в газовом стояке (см. 12). [c.239]

В свое время вывод о возрастании энтропии в изолированной системе привел Р. Клаузиуса к выводу о неизбежности тепловой смерти Вселенной, которая должна наступить, когда все виды энергии во Вселенной перейдут в энергию теплового движения, равномерно распределенную по всему веществу Вселенной. После этого в ней прекратятся все макроскопические процессы. [c.31]

Это утверждение Р. Клаузиуса убедительно опровергается современной космологией. Если учесть тяготение как неотъемлемое свойство Вселенной, то оказывается, что изотермное распределение энергии во Вселенной не является наиболее вероятным. Вселенная резко нестационарна, непрерывно расширяется, и почти однородное в начале расширения вещество под действием сил тяготения с течением времени распадается, образуя галактики, звезды, планеты. Эти процессы полностью соответствуют законам термодинамики (в результате их протекания энтропия возрастает) и осуществляются постоянно, так как являются свойством Вселенной. Поэтому максимум энтропии, к которому стремится Вселенная, оказывается недостижимым, и тепловая смерть Вселенной невозможна. [c.31]

Будем предполагать, что наиболее неблагоприятная программа нагружения отвечает условию Р = Р = onst. Области, в которых тепловые напряжения совершают догрузку, можно определить, если сопоставить распределение приращений деформаций (6.60), отвечающих данному механизму, с распределением тепловых напряжений [c.197]

Ф и г. 5. Результаты исследования критического теплового потока. Условия опытов Р = 2,8 —16,2 ата, AHin = —27,8 — (—150) ккал/кг, D = 5,44 мм, L = 7в0 мм ( L = 1220 жд1) 1 — G = J,76-10 кг/м -час (зачерненные обозначения) 5—0 = 4.88-10 пг/м -час (иаполовнну зачерненные обозначения) 3— G = 2,44х Х10 пг/м --час (незачсрненные обозначения). Аксиальное распределение теплового потока G однородное, М — 1 0+ косинусоидальное, М = 2,27 V+ линейно возрастающее, М = 2,27 Л--- линейно убывающее, М = 2,27 ф косинусоидальное, [c.221]

Р к .I. Распределение тепловых исгочникоэ 9(2) вдоль аи Z (г=0) в зависимости от диаметра электронного луча. [c.21]

F.(z)( i = Ir8) иожно воспользоваться первыми членами пс g s стеленных рядах (1.7), а при 3 для величин К (М), Р,(М) асимптотячески- .ffl формулами из[1]. Из фиг. 7 видно, что асимптотические выражения F (z) (i=I-s-6) уже для М 5,Ю и z I/2 достаточно хорошо приближают функции Fi(z). При Q.j/Q, l число Нуооельта существенно зависит от распределения тепловых источников вдоль тела и не сводится к "универсальной" формуле, как при Q /Q (ом.3.2). [c.120]

Пространственное распределение медленных нейтронов в протяженных средах исследовалось с помощью точечных детекторов. Последние обычно представляют собой тонкие пластинки из веществ, становящихся -активными при захвате тепловых нейтронов, или же нейтронные счетчики (борные камеры). В однородной среде, в предположении малости поглощения в детекторе по сравнению с поглощением в окружающей среде, т. е. в предположении того, что распределение нейтронов не возмущается детектором, показания детектора пропорциональны локальной концентрации эффективно действующих на него нейтронов если детектор подчиняется закону 1/то, то его показания не зависят от скорости нейтронов и непосредственно дают полную плотность тепловых нейтронов. Амальди и Ферми [7] исследовали распределение медленных нейтронов в водяном шаре, окружающем нейтронный источник. В качестве детекторов использовались родий, серебро или соль иода. Все эти детекторы обладают расположенными выше тепловой области резонансными уровнями поглощения, и поэтому их можно использовать или (с кадмиевой защитой) для изучения распределения нейтронов с энергиями, соответствующими этим резонансным уровням, или (при пользовании кадмиевой разностью) для изучения пространственного распределения тепловых нейтронов. Для последней цели были бы даже лучше марганцевые или диспрозиевые детекторы. Абсолютные показания детекторов несущественны, так как они зависят от таких экспериментальных факторов, как масса детектора, чувствительность Р-счетчикаи т. п. имеют значение только относительные показания. Наиболее важная кривая распределения получается, если откладывать в зависимости от расстояния/ от источника не просто [c.55]

Здесь л есть матричный элемент перехода Ь /, Ь1/— операторы рождения и уничтожения состояний 2> и 1> -то атома Е<-)(л/.) есть отрицательно-частотная компонента напряженности поля в месте нахождения -то атома этот оператор содержит оператор уничтожения для фотснов с частотой ш. При исследовании взаимодействия с излучением мы примем, что соблюдается так называемое необратимое приближение, т. е. что начальное распределение (тепловое распределение) атомов не изменяется существенно под действием излучения. Следовательно, если вначале, т. е. при 1 = 0, полный оператор плотности может быть представлен в виде р(0) = р/1 (О)р (0) (произведение множителей, соответствующих атомам и полю излучения), то при >0 должно соблюдаться соотнощение р( ) = (О)р ( ). Можно построить уравнение движения отдельно для рг(0> 6СЛИ в уравнении для полного оператора плотности р образовать след по отнощению к атомной парциальной системе при этом следует указать, что ро-цедура аналогична примененной в п. 3.113, хотя там [c.461]

Аг - коэффициент, учитывающий неравномерность распределения теплового потока на боковой поверхности шлакоюй ванны, равный для рубашечных фисталлизаторов 7, 3 9кр I - значение критического потока на -ом участке кристаллизатора, характеризующее переход пузырькового кипения в пленочное. Значение р / определяют по графику, приведенному на рис. 5.4.11 [5, 12]. [c.254]

Фиг. 2. Распределение параметров по поверхности тела при = 6 (а) и 16 (б) I -давление р,2 - тепловой поток W (при Г , = 4.34), 3 - температура равновесно излучающей поверхности Т,4 -тг же температура, полученная пересчетом результатов для = onst с помощью числа Стантона. Слева - обтекание тела равномерном потоком, справа - при наличии источника тепла

Возникновение Т. при обтекании ТВ. тел может проявляться не только в виде турбулизации пограничного слоя, но и в виде образования турбулентного следа за телом в результате отрыва пограничного слоя от его поверхности. Турбулизация пограничного слоя до точки отрыва приводит к резкому уменьшению полного коэфф. сопротивления тела. Т. может возникнуть и вдали от тв. стенок при потере устойчивости поверхности разрыва скорости (напр., образующейся при отрыве пограничного слоя или являющейся границей затопленной струи или поверхностью разрыва плотности) или при потере устойчивости распределения плотности жидкости в поле тяжести, т. е. при возникновении конвекции. Англ. учёный Дж. У. Рэлей установил, что критерий возникновения конвекции в слое жидкости толщиной к между двумя плоскостями с разностью темп-р дТ имеет вид Яа= ё к ЬТЬх, где g — ускорение свободного падения, р — коэфф. теплового расширения жидкости, X — коэфф. её температуропроводности. Критич. число Рэлея Лвкр имеет значение 1100—1700. [c.770]

Распределение температур в пределах каждого слоя — линейное, однако в различных слоях крутизна температурной зависимости различна, поскольку согласно формуле (8.6) dildx)i= —q/Xi. Плотность теплового потока, проходящего через все слои, в стационарном р( жи-ме одинакова, а коэффициент теплопроводности слоев различен, следовательно, более резко температура меняется в слоях с меньшей теплопроводностью. Так, в примере на рис. 8.3 наименьшей теплопроводностью обладает материал второго слоя, а наибольшей — третьего. [c.73]

В некоторых случаях процессы тепломассопереноса имеют ярко выраженный двухмерный характер, например, при транспирационном охлаждении передней части затупленных тел, обтекаемых высокоскоростным потоком. Для них характерно резкое уменьшение расхода охладителя вдоль внешней поверхности в направлении от лобовой точки давления окружающей среды и плотности теплового потока. Особенно значительное воздействие оказывает изменение внешнего давления, что приводит к существенному усложнению поля течения охладителя. Рассмотрим это на примере полусферической пористой оболочки [29, 30]. Полусферическая стенка обтекается сверхзвуковым потоком газа, распределение давления в котором вдоль поверхности р задается модифи- [c.73]

Расчет подшипников скольжения, работающих в условиях полужидкостной и граничной смазки условно ведут по допускаемому среднему давлению [р] на трущихся поверхностях (этот расчет гарантирует невьщавливаемость смазочного материала) и по допускаемому произведению [pv ] среднего давления на скорость скольжения v, т. е. окружную скорость цапфы (этот расчет гарантирует нормальный тепловой режим и отсутствие заедания). Среднее давление в подшипнике предполагается равномерно распределенным по диаметральному сечению цапфы (рис. 13.7) и равным [c.225]

Если горизонтальный слой жидкости сильно подогреть снизу, то между нижней и верхней поверхностями возникает разность температур A7 =7 i —7 2>0. При малой разности температур ДГ<АГ р ниже некоторого критическою значения АГ р, подводимое снизу количество теплоты распространяется вверх путем теплопроводности и жидкость остается неподвижной. Однако при разности температур выше критической АТ>А7 р в жидкости начинается конвекция холодная жидкость опускается вниз, а нагретая поднимается вверх. Распределение этих двух противоположно направленных потоков оказывается самоорганизованным (рис. 48), в результате чего возникает система правильных шестиугольных ячеек (рис. 49). По краям каждой такой ячейки жидкость опускается вниз, а в центре поднимается вверх. Зависимость полного теплового потока I в единицу времени от нижней поверхности к верхней от разности температур АТ изображена на рис. 50. При АТ>АТ р состояние неподвижной теплопроводящей жидкости становится неустойчивым (пунктирная линия на рис. 50) и вместо него наступает устойчивый режим в виде конвекционных ячеек Бенара. Обусловливается это тем, что при большой разности температур покоящаяся жидкость уже не обеспечивает перенос возросшего количества теплоты, и поэтому устанавливается новый конвекционный режим. [c.284]

В табл. 40.5 и 40.6 приведены сечения деления df ядер под действием тепловых нейтронов. Значения, помеченные звездочкой, реко11 ндованы для энергии Еп = = 0,0253 эВ (о = 2200 м/с) — средняя энергия нейтронов деления. Значения, отмеченные буквой р, получены для распределения нейтронов в реакторе. На рис. 40.1 — 40.4 даны зависимости Ot (Еп) для основных делящихся ядер и [c.1091]

Теплоотдача твердому телу зависит от распределения температуры в жидкости. Температурное по.ле, в свою очередь, зависит от гидродинамической обстановки в потоке жидкости, которая сложилась к заданному моменту времени. Следовательно, для решения тепловой задачи вначале необходимо найти распределение скоростей, т. е. решить гидродинамическую задачу. Для простоты будем считать жидкость несжимаемой р = onst, а теплоемкость постоянной с == onst, тогда в математическую формулировку гидродинамической задачи войдет система уравнений неразрывности (2.7), Навье —Стокса (2.28) и краевых условий ( 2.5). Решить аналитически эту систему даже при постоянных физических свойствах жидкости для практических задач пока не удалось. [c.102]

Теплоотдача твердому телу зависит от распределения температуры в жидкости. Температурное поле, в свою очередь, зависит от гидродинамической обстановки в потоке жидкости, которая сложилась к заданному моменту времени. Следовательно, для решения тепловой задачи вначале необходимо найти распределение скоростей, т. е. решить гидродинамическую задачу. Для простоты будем считать жидкость несжимаемой р = onst, а теплоемкость постоянной с = onst, тогда в математическую формулировку гидродинамической задачи войдет система уравнений неразрывности [c.253]

Теплопередача через оребренную стенку рассматривалась при условии постоянства температуры t 2 на поверхности ребер. Однако если ребро отдает теплоту, то температура его поверхности убывает по направлению от основания ребра к его вершине. Если ребро воспринимает теплоту от среды, то температура ребра убывает по направлению от его вершины к основанию. В обоих случаях количество теплоты неодинаково для различных участков ребра оно будет больше там, где разность между температурой ребра и окружающей среды выше. Следовательно, тепловой поток ребра в целом зависит от распределения температуры вдоль ребра. Эффективность ребра оценивают коэффициентом т]р= — QIQmnK, где Q — тепловой поток реального ребра Qmax — тепловой ПОТОК идезльного ребра, вдоль которого температура постоянна и равна температуре основания. Интервал возможного изменения коэффициента 0 1. [c.308]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...