Испускание 363—369

Суммарный процесс взаимного испускания, поглощения, отражения и пропускания энергии излучения в системах, тел называется лучистым теплообменом. [c.91]

При распространении излучения в среде количество световой энергии вдоль луча от точки к точке может изменяться за счет процессов ослабления и испускания излучения. Изменение спектральной интенсивности излучения описывается уравнением переноса излучения [160] [c.141]

Экспериментальные данные об энергии могут быть получены по испусканию или поглощению веществом излучения. Такие сведения о тепловом излучении и атомных спектрах накапливались в течение многих лет. Ранние попытки объяснить наблюдаемое тепловое излучение, применяя классические законы Ньютона к атомным системам, были только отчасти удовлетворительны. Например, в излучении абсолютно черного тела количество излученной энергии для коротких волн мало оно возрастает с увели- [c.70]

Происходящих на стенках. Излучение внутри замкнутой полости находится в тепловом равновесии со стенками, т. е. должно существовать равновесие между испущенным и поглощенным излучением. Процессы, протекающие на атомном уровне при испускании и поглощении излучения в замкнутой полости, впервые были рассмотрены Эйнштейном в 1917 г. Он считал, что вероятность перехода атома из данного энергетического состояния в более низкое энергетическое состояние с испусканием фотона имеет вид [c.321]

Закон Кирхгофа справедлив не только для условий равновесия, но имеет и более общее содержание. Если бы это было не так, его использование было бы ограниченным, так как свободно излучающие поверхности не находятся в равновесии в термодинамическом смысле. Однако при применении закона Кирхгофа к неравновесным ситуациям важно тщательно определить, что подразумевается под испусканием и поглощением. Как было отмечено в работе [16], существуют два способа формулировки закона Кирхгофа, из которых только один ведет к универсально правильному утверждению о том, что излучательная способность эквивалентна поглощательной способности. [c.325]

Первое (ограниченное) определение утверждает, что полное испускание представляет собой сумму индуцированного излучения и спонтанного, тогда как полное поглощение является только индуцированным поглощением. Эта формулировка приводит [c.325]

Первый член этого уравнения характеризует испускание, а второй — количество энергии, падающее на данный элемент, и поглощенную долю этой энергии. Заметим, что [c.248]

Также интересно определить количество теп.ла, отведенное от твердой частицы путем термической электризации в дополнение к другим способа.м переноса энергии. Там, где нет потерь энергии, путем конвекции и излучения для испускания электрона требуется возбуждение ф эв. Изменение температуры твердой частицы вследствие эмиссии определяется по уравнению [c.452]

Сила осциллятора. До сих пор мы рассматривали самый простой случай, когда атом (или молекула) обладает только одной собственной частотой. В действительности это не так— атомы и молекулы обладают не одной, а набором собственных частот соу, наблюдаемых в спектре поглощения и испускания. Тогда в выражениях показателя преломления должен быть учтен и этот факт. [c.273]

До сих пор речь шла о расщеплении линии испускания под действием внешнего магнитного поля. Как показывают опытные данные, эф4 ект Зеемана наблюдается также и у линий поглощения (обратный эффект Зеемана), причем расщепление линии поглощения происходит совершенно аналогично расщеплению линии испускания. Такая аналогия позволяет для простоты рассматривать расщепление линии испускания вместо расщепления линии поглощения. [c.294]

Спонтанное и вынужденное испускание, поглощение. Если данный атом в произвольный момент времени t находился в возбужденном энергетическом состоянии Е , то через интервал времени dt этот атом может либо остаться в том же состоянии, либо самопроизвольно (спонтанно) перейти в нижнее основное состояние с энергией El (рис. 15.1). При этом возникает фотон с энергией hv — = 2 — 1- Испускание подобного рода — испускание света атомами при их самопроизвольном переходе с возбужденных уровней на более низкие энергетические уровни — называется спонтанным испусканием (излучением). Поскольку спонтанный переход происходит независимо от действия внеш- [c.339]

Универсальное соотношение Степанова. Б. И. Степановым при предположении, что возбужденная молекула по всем степеням свободы (кроме электронного движения) находится в равновесии с окружающей средой, установлено так называемое универсальное соотношение между спектрами поглощения и испускания сложных молекул , Универсальное соотношение записывается в форме [c.367]

Соотношение (16.7) справедливо для всех систем, для которых распределение по подуровням возбужденного состояния не зависит от частоты возбуждающего света и вообще от способа возбуждения. Кроме того, для выполнения соотношения (16.7) необходимо выполнение ряда дополнительных условий — отсутствие в системе поглощающих, но не люминесцирующих примесей, отсутствие невозбуждающего поглощения и т. д. Следует отметить, что соотношение (16.7) применимо не только для электронно-колебательных спектров сложных молекул, но и для любых других систем, состоящих из двух подсистем быстрой и медленной. Необходимо только, чтобы время перераспределения энергии внутри медленной подсистемы значительно превосходило длительность возбужденного состояния быстрой подсистемы, как это имеет место у сложных молекул, где рассматриваются переходы между колебательными подуровнями нижнего и первого возбужденного электронных состояний. В сложных молекулах между актами поглощения и испускания света происходит довольно быстрое перераспределение энергии по колебательным степеням свободы, в результате чего перед актом испускания устанавливается равновесное (температурное) распределение по колебательным уровням возбужденной молекулы. В то же время подобное равновесие электронных состояний не имеет места — в возбужденном электронном состоянии имеется значительный избыток молекул. [c.368]

Для интервала времени 10 м.ин — 30 суток после момента деления ядра скорость испускания энергии у-квантов может быть представлена с погрешностью, не превышающей 20%, следующим соотношением [5] [c.23]

Спектры у-излучения, образующегося при захвате тепловых нейтронов, приведены в табл. 9.4. При ее составлении использованы данные работ [12, 19]. Поскольку захват нейтрона часто приводит к образованию радиоактивного ядра с последующим испусканием у-квантов, значения интенсивности у-квантов, образующихся при радиоактивном распаде, были добавлены к значениям интенсивности захватного у-излучения в соответствующих энергетических интервалах (в тех случаях, когда период полураспада порядка часа или меньше). В табл. 9.4 приведены также значения сечений радиационного захвата при средней энергии тепловых нейтронов, которая равна 0,025 эв. [c.28]

По мере увеличения энергии нейтрона может возбуждаться или принимать участие в испускании каскадных у-квантов все большее число ядерных уровней. И для энергий нейтронов выше 4 Мэе спектр у-квантов при неупругом рассеянии нейтронов становится почти во всех случаях сплошным (кроме кислорода н углерода). [c.30]

Период полураспада Со 71 день, распад его сопровождается испусканием у-квантов с энергиями 1,62 Мэе (0,5%) и 0,8 Мэе (100%). На рис. 10.4 представлена зависимость сечения этой реакции от энергии [9]. [c.99]

Поглощение заряженных частиц может сопровождаться испусканием у-квантов, например тормозное излучение при поглощении (3-частиц. Энергия у-квантов рассеивается главным образом вне тонкого экрана, поглощающего заряженные частицы. Это должно быть учтено как в расчете мощности излучения, поглощаемого в экране, так и в расчете энерговыделения в защите, примыкающей к экрану. Для окружающей среды экран становится плоским источником у-квантов. Такой источник всегда можно представить суммой дисковых плоских источников. Подобная интерпретация является распространенным вариантом. В связи с этим рассмотрим схему расчета тепловыделения в некоторой среде от плоского дискового источника. Обозначим элемент поверхности диска ds. Из спектра у-квантов выделим кванты с энергией, близкой к До. Предположим, что скорость [c.109]

Наряду с заряженными частицами возникновению у-квантов внутри защиты способствуют также нейтроны. Это происходит при неупругом рассеянии нейтронов в результате (п, у)-реакций и, как правило, при (п, х)-реакциях с испусканием заряженных частиц X. Скорость протекания этих реакций в единице объема защиты определяется произведением ФиЕ, в котором Ф — плотность потока нейтронов, а 2 — макроскопическое се чение соответствующей реакции. Произведение Фц2 называется также плотностью столкновений. Для определения плотности столкновений необходимо найти пространственное распределение нейтронов в защите. При этом целесообразно использовать многогрупповой метод расчета, основы которого изложены в гл. IV. Если задана плотность тока нейтронов различных энергий на поверхности активной зоны и защита является однородной средой, то можно успешно использовать теорию возраста. [c.112]

Если скорость испускании у-квантов представляет собой линейную функцию а ( о, г) =а + Ьг, то при 5= I [c.118]

Задавая относительно быстрое уменьшение скорости испускания у-квантов по мере приближения к поверхности пластины 5 Ео, г) = (2 — г/А) [ см -сек)] и выбирая толщину пластины, [c.118]

При этом неточность представления (рг) формулой (11.20) в интервале г 0,5—30 см не превышает 8%. Решая задачу по определению энерговыделения в защите ядерного реактора, следует иметь в виду, что в первых слоях защиты наибольший вклад в энерговыделение дают у-кванты, излучаемые из реактора. В последующих слоях возрастает роль вторичных у-квантов, возникающих непосредственно в самой защите в результате поглощения нейтронов. В работе [4] приведены результаты расчета плотности захвата нейтронов (сопровождающегося испусканием у-квантов) в стальных пластинах различной толщины, расположенных в воде на расстоянии 60 см от поверхности активной зоны реактора. Результаты этих расчетов представлены на рис. 11.6. Из рисунка видно, что величина плотности [c.119]

Термин осколки относится к нуклидам, образующимся непосредственно при расщеплении тяжелых ядер до испускания ими мгновенных нейтронов. ,1 [c.169]

Упругое рассеяние электронов будет несущественным, пока средний угол их рассеяния много меньше среднего угла испускания квантов [c.234]

Неупругие взаимодействия — это внутриядерные взаимодействия с нуклонами ядра. В результате этого взаимодействия из ядра могут вылетать нуклоны большой энергии, а-частицы и более тяжелые ядра, а если энергия взаимодействующего нуклона больше порогового значения, из ядра вылетают также мезоны. Ядро, испустив некоторое число частиц, оказывается в возбужденном состоянии. Снятие возбуждения и переход ядра в основное состояние сопровождаются испусканием частиц и у-квантов. [c.240]

В процессе каскадных взаимодействий часть нуклонов ядра получает энергию, которой недостаточно для вылета из ядра. Поэтому после окончания каскадной стадии процесса ядро оказывается в возбужденном состоянии. За время примерно 10 сек возбуждение ядра снимается испусканием вторичных частиц и квантов. Эта стадия процесса взаимодействия называется испарительной. [c.242]

Таким образом, при больших значениях квантовых чисел мы оказываемся в области Рэлея — Джинса, где плотность излучения пропорциональна 7 в соответствии с классической электромагнитной теорией. Излучение в этой области, однако, почти полностью связано с вынужденным испусканием. Таким образом, вынужденное излучение ведет себя как классический процесс и может быть вычислено в соответствии с классической механикой. Именно поэтому излучательная способность металлов в дальней инфракрасной области весьма близко подчиняется простым соотношениям Друде — Зенера. По этой же причине в электронной технике так успешно используются уравнения Максвелла. [c.322]

При рассмотрении передачи энергии излучения через множество частиц (дым, пламя, облако пыли, псевдоожиженный слой, туман и т. д.) необходимо учитывать поглощение, испускание и рассеяние, за исключением случаев, когда исследуемое множество частиц чрезвычайно разрежено. Основным источником информации по диффузному излучению являются работы в области коллоидной химии, астрофизики и метеорологии. Исчерпывающий обзор работ по этому вопросу, опубликованных до 1957 г., сделан Ван де Хюлстом [843]. [c.237]

Отсюда видно влияние рассеяния и испускания множества частиц. Кроме того, из этого примера следует, что в случае движущегося множества частиц, средняя температура которого равна 555° К, суммарный поток теплового излучения, передаваемого этому, множеству, составил бы дсумм = 59 580—4440 = 55 140 ккал/ лг-час. [c.248]

Если учесть, следуя Эйнигтейну, также индуцированный переход атома с испусканием, то величина примет вид [c.341]

Закон Стокса для подобного типа излучения не имеет места. Ломмель дал новую, более общую формулировку, верную для стоксова и для антистоксова излучения. Так как спектральные линии (как испускания, так и поглощения) обладают определенной шириной, то закон Стокса в формулировке Ломмеля можно выразить так спектр излучения в целом и его максимум всегда сдвинуты по сравнению со спектром поглощения и его максимумом в сторону длинных волн. Этот закон обычно называют законом Стокса — Ломмеля. [c.363]

Причиной концентрационного тушения люминесценции, как показывают проведенные многочисленные исследования, является образование в концентрированных растворах ассоциатов, состоящих из двух или более молекул люминесцентного вещества. Эти сложные соединения (ассоциаты), поглощая световую энергию, не лю-мииесцируют происходит так называемое тушение (внутреннее) вследствие неактивного поглощения энергии. Увеличение концентрации раствора приводит к соответствующему увеличению числа не активных к люминесценции комплексов и потому к концентрационному тушению люминесценции. Действие неактивных комплексов усиливается еще и тем, что из-за перекрывания их спектра поглощения спектром люминесценции неассоциированных молекул происходит также неактивное поглощение свечения люминесци-рующих молекул. Такое перекрывание спектров поглощения и испускания, а также увеличение концентрации раствора создают благоприятное условие для миграции (переноса) энергии возбужденных молекул к неактивным комплексам путем резонансного взаимодействия между ними. [c.373]

Гамма-излучение при неупругом рассеянии нейтронов. Составное ядро в возбужденном состоянии, образующееся при поглощении нейтрона, может избавиться от энергии возбул<-дения не только высвечиванием у-кванта (радиационный захват), но и испусканием нейтрона с последующим выходом одного или нескольких у-квантов. Этот процессе пороговый, поскольку кинетическая энергия нейтрона (в системе центра инерции) должна быть достаточной для возбуж.дения ядра по меньшей мере до первого уровня выше основного состояния. Отсюда также следует, что максимальная энергия у-кванта меньше или равна энергии нейтрона, претерпевшего неупругое рассеяние. Как только энергия нейтрона становится больше энергии нескольких уровней возбуждения, переход в основное состояние часто происходит через каскадный процесс, при этом энергия одного у-кванта не равна энергии, потерянной нейтроном. [c.30]

Гамма-излучение продуктов ядерных реакций. При поглощении нейтрона ядрами некоторых легких элементов возможно испускание не только у ванта (захватное у злучение) или нейтрона (неупругое рассеяние), но и заряженных частиц [реакции (п, р) и п, а)]. Обычо сечения этих реакций малы, и для защиты практически важны лишь реакции В ( , а) ГГ и Ы (п, а)№.. Для тепловых нейтронов в 94% случаев первая реакция идет С образованием возбужденного состояния Ы с энергией 0,478 Мэе. Это возбуждение снимается высвечиванием укванта такой же энергии. [c.32]

Аннигиляционное у-излучение. Некоторые радиоактивные изотопы испускают позитроны. При аннигиляции позитрона с каким-либо из электронов атомов образуются два у-кванта С энергией не менее 0,511 Мэе. Так как пробег позитронов в веществе очень мал, можно считать, что испускание у-квантов /происходит непосредственно из распадающихся ядер. Следовательно, интенсивность источников аннигиляционного у-излучения можно подсчитать так же, как и интенсивность активационного излучения. Наиболее важными позитронными излучателями, с которыми приходится иметь дело при анализе активации конструкционных материалов, являются изотопы Со , Сп и 2п . [c.32]

Пороговое значение энергии нейтрона в образовании смещенного атома для железа составляет 360 эв. Однако привести к образованию смещенных атомов могут и нейтроны меньших энергий в результате их радиационного захвата [46, 47]. При п, у)-реакции энергия, получаемая ядром отдачи после испускания у-кванта, может превысить энергию смещения атома ( 25 эв). Учитывая спектр захватных у-квантов для ядер железа, можно получить, что средняя энергия ядра отдачи составляет примерно 390 эв [48]. Таким образом, в результате п, у)-реакции в железе может появиться свыше 15 смещенных атомов. Поскольку наибольшим сечением радиационного захвата обладают тепловые нейтроны, то самый большой вклад в образование элементарных дефектов в результате ( , у)-реакции вносят именно эти нейтроны. Доля тепловых нейтронов в полном числе образованных элементарных дефектов сильно зависит от доли этих нейтронов в спектре и может быть заметной, если поток тепловых нейтронов на порядок превышает поток надтепловых и быстрых нейтронов. Например, в водо-водяном реакторе она составляет 2—3%, а в графитовом—25—30% [47]. Это верхняя оценка эффекта тепловых нейтронов, поскольку имеются экспериментальные данные [48, 50] о том, что дефекты, создаваемые тепловыми нейтронами, отжигаются несколько [c.70]

Формулы (11.5), (11.7) и (11.8) определяют мощность удельного энерговыделения от источника моноэнергетических у-квантов. Если источник испускает укванты различной энергии, то полная величина мощности удельного энерговыделения в защите определяется суммированием мощности энерговыделения от отдельных энергетических линий источника. Кроме того, эти формулы являются рещениями для случая с равномерным распределением скорости испускания уквантов в источнике. Если это условие не выполняется, то источник следует разделить на кольца (или даже части колец) с постоянными значениями скорости испускания у-квантов и рещение всей задачи представить суммой решений для отдельных колец. Решение для кольца есть разность решений для двух дисков. [c.112]

Перейдем к рассмотрению последнего важного источника энерговыделения в защите у-квантов, испускаемых объемным источником. Будем исходить из того, что у-квантьц рождающиеся внутри элемента объема источника и, испускаются сферически симметрично. Пусть скорость испускания их в единице объема источника определяется некоторой величиной 5 (г, Ео), зависящей от координаты г и энергии Ео. Вполне очевидно, что при этих определениях мощность удельного эиерговыделения в некоторой точке защиты с координатой р может быть рассчитана по формуле [c.115]

В каждом из выделенных объемов в источнике распределение скоростей испускания у-квантов принимается равномерным [5(т, Eq) = onst], [c.116]

Источник больших размеров (превосходящих 5—10 длин свободного пробега у-квантов) можно заменить полубесконеч-ным пространством, а для заданного распределения скоростей испускания у-квантов в нем подобрать простую аи.алитическую функцию (линейную или экспоненциальную), представляющую достаточно правильно это распределение лишь вблизи 1 раницы с зашитой. В результате этого интегрирование формулы (11.15) может быть существенно упрощено. [c.116]

Допускается изотропное испускание у-кгаантов плоским источником, т. е. пренебрегается анизотропией в токе у-квантов из объемного источника. В действительности наблюдается неизотропное распределение у-квантов в токе их на поверхности источника. Величина возможных погрешностей зависит от функции распределения скорости испускания у-квантов в источнике. При равномерном распределении этой скорости погрешность приводит к завышению тока в защите. [c.117]

Произведем некоторые полезные оценки для объемного источника в виде пластины конечной толщины А и бесконечной протяженности в двух других направлениях. Распре.леление скорости испускания у-квантов в ней 5(Ео, 2) является функцией только одной координаты 2 (рис. 11.5). Определим ток у-квантов на внешней поверхности пластины в точке 2 = А. Учитывая обозначения рис. 11.5, можно записать [c.117]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...