Эмиссионное приближение

Еще раз напомним, что потоки и ограничения для планковского, или эмиссионного, приближения равны [c.375]

Коэффициенты oq, а . .. а п связаны функциональной зависимостью с оптимизируемыми параметрами, определяющими качество формирования пучка в рассчитываемой эмиссионной системе (линейность фазовой характеристики, требуемый угол сходимости, требуемая сила тока пучка и др.)- Число оставляемых членов полинома определяется количеством оптимизируемых параметров системы. Формирование заданной эмиссионной системы с той или иной степенью точности производится в процессе повторяющихся циклов последовательных приближений. Конструктивно-технологическими ограничениями на искомую эмиссионную систему задаются на начальном этапе расчета. [c.332]

Результаты измерений энергетики линий эмиссионного спектра в зависимости от средней интенсивности излучения лазерного импульса показали [17], что эта зависимость может быть приближенно аппроксимирована в логарифмической системе координат прямой линией. Тангенс угла наклона прямых возрастает с увеличением длительности лазерного импульса, инициирующего ионизацию среды. Обнаружено относительное возрастание роли сплошного фона в областях малых и больших интенсивностей лазерного [c.196]

Адриановым [62] предложено обобщенное интегральное уравнение радиационного теплообмена, эквивалентное двум вышеупомянутым интегральным уравнениям, использованных в работе [60]. Это уравнение описывает теплообмен точки с ее окружением, которая может находиться как в объеме излучающей среды, так и на ограничивающей его поверхности. На его основе Адриановым предложен зональный метод расчета лучистого теплообмена, который в принципе аналогичен методу [60]. Однако в отличие от других зональных методов расчета он позволяет приближенно учесть непостоянство температуры и эмиссионных характеристик в пределах каждой зоны, что приводит к увеличению точности расчета при одинаковом числе зон. В работе [64] рассмотрена возможность построения зонального метода при селективно-сером излучении. Известны отдельные попытки применения зонального метода к расчету лучистого теплообмена в топочной камере [66], а также к анализу топочного процесса [65, 67] или отдельных его элементов [68]. [c.74]

ЧТО двумерное изображение в любой поперечной плоскости 8, перпендикулярной оптической оси и расположенной в области за линзой 7, образуется за счет суммирования световых потоков от каждого параллельного пучка, несущих информацию о различных проекциях объекта. Причем суммирование проекционных данных производится со смещением, полностью в соответствии со схемой зондирования объекта Как было показано в 1.3, 1.4, такое изоб ражение является суммарным. Для самосветящихся объектов интенсивность любого из рассматриваемых параллельных пучков света можно считать эмиссионной проекцией. Для амплитудных объектов с внешней подсветкой необходимо учитывать экспоненциальный закон поглощения зондирующего излучения Поэтому лишь в приближении малости коэффициента поглощения объекта интенсивность этих пучков света будет пропорциональна проекциям [c.196]

В этой главе будем рассматривать перенос энергии излучением на основе концепции локального термодинамического равновесия. Будет выведено интегродифференциальное уравнение для потока энергии, переносимой излучением, и дано его представление соответственно для трех различных приближений. Первое — так называемое диффузионное приближение, справедливо для оптически толстых слоев, в пределах которых излучаемые газом фотоны поглощаются с большой вероятностью. Второе — эмиссионное приближение, справедливо для оптически тонких слоев, в которых излученные фотоны поглощаются незначительно и могут свободно покидать рассматриваемое пространство. Оба эти приближения ведут к определению двух средних непрозрачностей, которые могут быть выражены через соответствующим образом усредненный но частотам фотона средний свободный пробег. Это хорошо известные непрозрачность Росселанда (оптически толстый слой) и непрозрачность Планка (оптически тонкий слой). Третье приближение описывает холодную не излучающую среду, сквозь которую проходит излучение. Несколько иной подход к рассмотрению лучистого переноса был использован Чандрасекаром [1] и Кургановым [2]. [c.357]

Максимальная величина полного тока составляла 20 мкА. Без стабилизации флуктуации зондового тока достигали 100% от его величины, ток хорошо стабилизировался при включении сопротивлений 1—100 МОм в цепь высокого напряжения. Энергетическое распределение электронов в пучке с наименьшей шириной на полувы-соте A q,5 == 215 мэВ было получено при токе 1 нА (см. рис. 3.6). При возрастании эмиссионного напряжения в энергораспределении появлялся второй, низкоэнергетический пик, относительная высота которого возрастала с увеличением тока. При этом увеличивалась и его ширина. Так, при полном токе 1 = 10 нА ширина энергетического распределения на полувысоте составляла А о.5 = 375 мэВ, а при = 20 нА уже 5 = 680 мэВ. С приближением значения тока к максимальному оба пика сливались и получалась однопиковая широкая кривая энергетического распределения при = 2500 нА ширина спектра на полувысоте составила AEq = 970 мэБ. [c.110]

Зависимость тока автоэлектронной эмиссии углеродного волокна (в предположении независимости вклада в токоотбор отдельных эмиссионных центров) от геометрии и рабочего напряжения можно представить приближенным уравнением, справедливым в значительном интервале величин плотности тока (у 10 —10 А/см [177] [c.116]

Эмиссионная способность рассматриваемых катодов зависит от режима технологической обработки и условий эксплуатации, поэтому расчет выполняют приближенно, пренебрегая неравномерностью эмиссии у охлажденных концов. Сопротивление единичного катода из данного материала зависит от степени карбидирования (табл. 4.3). Процент карбидирования (измеряемый по изменению сопротивления катода) зависит от требуемого срока службы и условий эксплуатации. [c.62]

В обзоре В. П. Гринина [23] изложены метод Соболева, другие приближенные и асимптотические методы расчета профилей эмиссионных линий в движупщхся средах и описаны приложения теории к истолкованию наблюдаемых спектров источников с макроскопическим движениями. С. И. Грачевым дан подробный обзор методов и результатов этой теории [19]. Релятивистские уравнения и численные методы их решения представлены в книге Д. Михаласа [45]. [c.241]

Рассматривая весь процесс перестройки катодного пятна кзк последовательный ряд малых изменений его формы и расположения и определяя их с помощью указанного принципа, можно описать поведение пятна на протяжении интервалов времени, достаточных для выполнения исчерпывающих наблюдений и сравнения их с прогнозами теории. Необходимо отметить, что точное решение сформулированной выше вариационной задачи применительно к реальным условиям дуги -представляет непреодолимые трудности. Последние связаны прежде. всего с тем, что нам -никогда. не известно в точности -ра-определение эмиссионного тока катода, от которого зависит распределение напряженно-ств магнитного поля дуги в районе катодного -пятна. Поэтому мы будем вынуждены прибегать к различного рода упрощениям, основываясь на том, что в данном случае существенно лишь знание усредненного распределения поля для каждого рассматриваемого цикла -перестройки катодного -пятна. В качестве такого упрощения допустимо считать, что усредненное распределение тока в пределах каждого автономного пятна или группы тесно спаянных ячеек в отсутствие воздействия на него со стороны других пятен и стороннего магнитного поля всегда симметрично относительно центра области испарения данного пятна. При ЭТОМ воздействие а данное пятно любых внешних по отношению к нему полей можно представить как результат нарушения аимметрии распределения тока в пятне. Допуская подобного рода приближенное решение задачи описания поведения катодного пятна, принцип максимума поля может служить удобной основой для систематизации и обобщения наблюдений следующей главы. [c.209]

Согласно Рекнагелю, разрешающая способность эмиссионных микроскопов в первом приближении определяется следующим соотношением [c.20]

Акустико-эмиссионные иснытания образцов сталей эксплуатировавшихся трубонроводов. Испытывали образцы, вырезанные при ремонтных работах из труб газопроводов, эксплуатировавшихся от 15 до 25 лет. Деформирование проводили на испытательной машине типа "Инстрон" с постоянной скоростью деформации, равной 1 мм/мин. Испытьтали образцы как основного металла, так и вырезанные из зоны сварного шва. Основные результаты испытаний таковы. Начальная стадия деформирования однородных образцов не сопровождается регистрируемой АЭ. По мере приближения к пределу текучести начинает резко возрастать непрерывная АЭ, которая остается высокой вплоть до стадии упрочнения, когда она весьма резко спадает практически до нулевого уровня. В это время начинается рост дискретной АЭ, частота следования импульсов которой возрастает. На конечном участке диаграммы деформирования исчезает и этот вид АЭ, а непосредственно перед разрушением образца, на этапе лавинного развития повреждения, снова возникает всплеск дискретной АЭ. Результаты испытаний образцов, вырезанных из зоны сварного соединения, практически не отличаются от результатов для образцов из основного металла, если по данным анализа поверхности разрыва образца отсутствуют явные дефекты сварки. Для дефектных образцов можно наблюдать непрерывную АЭ, а также существенные и нерегулярные ее изменения на стадии упрочнения. По-видимому, это связано с началом пластической деформации разных локальных зон образца в различные моменты времени, что обусловлено неоднородностью материала. Других особенностей АЭ в дефектных образцах не обнаружено. [c.248]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...