Средняя длина свободного пробега излучения

R — средняя длина свободного пробега излучения, глубина прогрева е — степень черноты [c.355]

Длина свободного пробега излучения характеризует поглощение излучения, т. е. представляет собой средний путь, который проходит фотон, прежде чем он будет поглощен [c.205]

Рассеяние на тепловых колебаниях решетки (на фононах). Подобно тому, как электромагнитное поле излучения можно трактовать как набор световых квантов - фотонов, так поле упругих колебаний, заполняющих кристалл, можно считать совокупностью квантов нормальных колебаний решетки - фононов. Средняя длина свободного пробега электронов должна, очевидно, быть обратно [c.60]

Из сказанного следует, что оптическая толщина есть отношение характерного линейного размера к длине проникновения излучения и что 1/а играет роль, аналогичную средней длине свободного пробега [c.424]

Оптически толстый слой ввиду малости средней длины свободного пробега квантов можно условно рассматривать как континуум фотонов. При этом процесс переноса энергии излучения, подобно диффузионному переносу, или переносу энергии теплопроводностью, по существу, определяется локальным градиентом температуры в окрестности рассматриваемой точки среды. На каждый элемент среды в этом случае влияют только его соседние элементы, и можно условно говорить как бы о диффузионном процессе переноса энергии излучения. [c.15]

Соотношение между температурой газового потока вблизи стенки Т (0) и температурой поверхности загрязненной стенки Гзл зависит от оптической толщины слоя топочной среды Тф. Из теории известно, что только для оптически толстого слоя, когда Тф 1 и справедливо известное диффузионное приближение Россе-ланда, температура стенки равна температуре газового потока возле стенки = Т (0). Это связано с тем обстоятельством, что при Тф > 1 средняя длина свободного пробега фотонов мала по сравнению с характерным геометрическим размером слоя L. Перенос энергии излучения в такой оптически плотной среде аналогичен по своему характеру процессу диффузии и обычно рассматривается как процесс диффузии фотонов. При этом обмен энергии может происходить лишь между соседними элементами системы, находящимися во взаимном контакте. [c.184]

Поэтому средняя длина свободного пробега может быть вычислена на основе измерений поглощения. Кривая поглощения длинноволнового излучения в воздухе, приведенная ниже на фиг, 2, для условий внутри огненного шара неприменима. На начальной стадии расширения огненного шара длины волн излучения шара лежат в области мягкого рентгеновского излучения. [c.374]

Интересно рассмотреть испускание фотонов с поверхности огненного шара, поскольку это излучение имеет распределение энергии, эквивалентное излучению черного тела с температурой в 7 раз более высокой, чем температура огненного шара. Фотоны испускаются поверхностью огненного шара из слоев с толщиной, примерно равной средней длине свободного пробега фотона. Длинноволновые фотоны имеют меньшую [c.377]

Приближение оптически толстого слоя используется в том случае, если средняя длина свободного пробега фотона (т. е. величина, обратная коэффициенту ослабления) мала по сравнению с ее характерным размером. Преимуществом этого приближения является то, что оно дает сравнительно простое выражение для определения плотности потока результирующего излучения, учитывающее интегральные оптические характеристики газовой среды. Оптическую толщину слоя газа, которая по своей физической сути выражает безразмерную оптическую характеристику газовой среды, определяющей [c.64]

Аналогия между процессом излучения и теплопроводности справедлива для случая так называемого оптически плотного фотонного газа. Именно в этом случае средняя длина свободного пробега фотона 1ф оказывается малой я лучистая энергия, испускаемая частицей, поглощается на расстоянии, соизмеримом со средней длиной свободного пробега. Введя понятие безразмерной оптической длины т = б//, можно качественно охарактеризовать случай плотного газа соотношением [c.87]

При движении разреженного газа вдоль движущейся поверхности между скоростью газа и стенки также наблюдается скачок скоростей, названный скоростью скольжения Максвелла. Эти явления и были использованы в [46] для установления весьма важной аналогии между явлениями молекулярного переноса и излучения. Было принято, что на границе излучающей поверхности справедливо условие, аналогичное (2.48), т. е. имеет место разрыв температуры стенка — газ, пропорциональный средней длине свободного пробега фотона и градиенту температуры. [c.88]

Будем полагать, что средняя длина свободного пробега молекул I среды намного меньше длин волны излучения % и параметры среды не зависят от частоты [66]. [c.93]

Следовательно, достаточно, чтобы среда была однородна, а вторичные волны, излучаемые молекулами, когерентны, чтобы рассеянный свет отсутствовал. Релей, объяснявший синеву неба молекулярным рассеянием света в воздухе, понимал это. Но если молекулы совершают беспорядочное тепловое движение и если средняя длина свободного пробега гораздо больше длины волны света, то, как полагал Релей [2, 4], тепловое движение молекул беспорядочно меняет фазу вторичного излучения моле- кул и, следовательно, это излучение становится некогерентным. В этом случае нужно суммировать не амплитуды рассеянных волн, а их интенсивности, как это уже делалось при вычислении интенсивности рассеяния на малых частицах. [c.19]

Оптическая термометрия занимает важное место в стекольной промышленности, где температуру стекла нужно измерять в различных условиях в тонких твердых или жидких слоях, в толстых заготовках или в больших расплавленных объемах. Передача тепла излучением через стекло является чрезвычайно сложным процессом [31, 40]. Во многих отношениях имеется сходство с переносом тепла или импульса через газ в промежуточной области между молекулярным и вязким состояниями. Средний свободный пробег молекул газа может быть уподоблен расстоянию, пройденному лучом в стекле до его поглощения, а именно а , где а — коэффициент поглощения. Величина а сильно зависит от длины волны и возрастает от малых значений при длинах волн ниже примерно 2,5 мкм до очень больших значений (>10 см ) для длин волн, превышающих 4 мкм. В промежуточной области между примерно 2,7 и 4 мкм величина а сильно зависит от температуры и меняется между 4 и 6 СМ . Эти большие изменения поглощения происходят именно в той длинноволновой области, на которую приходится основная часть теплового излучения стекла, нагретого до 1000—2000 К. [c.393]

Среднемассовая скорость 19 Средняя длина свободного пробега излучения 205 Стационарная массовая скорость горения 324 Стационарное состояние 31 Стехиометрические коэ4 фици-енты 55 [c.460]

Если средние расстояния между пустотами или включениями нельзя считать малыми по сравнению с длиной свободного пробега излучения в материале защиты, большую роль начинают играть статистические колебания толщины материала между источником и точкой детектирования. В этом случае расчеты с использованием коэффициентов ЦэФф из формул (12.69) и (12.70) дают завышенную кратность ослабления излучения. Действительно, показано [1], что если г есть некоторая средняя толщина такой защиты между источником и рассматриваемой точкой, а Аг — отклонение от этой средней толщины, то среднее ослабление излучения между этими точками будет соответственно равно [c.167]

Эксперименты по комптоновскому рассеянию имеют давнюю историю, иосходящую к дв/адцатым годам нашего века. Однако полное теоретическое понимание этого явления достигнуто примерно Десять лет назад, что связано с существенным прогрессом в области экспериментальной техники, т. е. разработкой новых источников излучения, датчиков, измерительных схем, позволяющих осуществлять компьютерную обработку результатов. Представляет весьма важный практический интерес то обстоятельство, что, поскольку в отличие от эффекта де Гааза — ван Алфена, комптоновское рассеяние не кмеет принципиальных ограничений относительно средней длины свободного пробега электронов, его можно эффективно использовать не только применительно к металлическим твердым телам, но и в случае аморфных диэлектриков или жидкостей [21]. Эксперименты по комптоновскому рассеянию в аморфных твердых телах проведены на сплавах Fe — В [22, 23], Со — Р.[23, 24], Ni — В [25], Ni — Р [23, 24]. В этих экспериментах в качестве источника Y-излучения с энергией 59,54 кэВ использовался радиоактивный изотоп 2 "Ат. Энергия, рассеиваемая образцом, непосредственно реги- [c.190]

Длина волны света, используемого в экспериментах, обычно мала по сравнению со средней длиной свободного пробега частиц газа, но волновое число к , входящее в 5(к, со), равно 2 ко 51п( /2), где ко — волновой вектор падающего излучения, а — угол между ко и волновым вектором кз рассеянного света. Соответственно для каждого угла наблюдения существует определенная флуктуация длины волны, и потому, меняя угол, можно измерить преобразование Фурье корреляционной функции плотность-плотность. При достаточно малых углах мы находимся в континуальном режиме и можно использовать гидродинамическую теорию, основанную на уравнениях Навье — Стокса. Однако следует ожидать, что, если средняя длина свободного пробега велика по сравнению с длиной волны, а угол тЭ не очень мал, то профили, предсказываемые континуальной теорией, не совпадут с экспериментальными. Поэтому Ип и Нелькин [78] предложили использовать эксперименты по рассеянию для проверки линеаризованного уравнения Больцмана. Действительно, согласно проведенному выше рассуждению, корреляционная функция плотности С (г, О определяется формулой [c.383]

Кривые температурной зависимости теплопроводности двух образцов К1Сга04 различной плотности приведены на рис. 1 в полулогарифмичес- ком масштабе. Высокая пористость образцов обусловливает малые абсолютные значения и и характерное для высокопористых объектов изменение ее с температурой. Слабый рост к обусловлен, скорее всего, переносом тепла излучением и увеличением теплоемкости. Минимум и на кривых расположен вблизи температуры превращения и обусловлен усилением ангармонических эффектов при изменении симметрии решетки в процессе фазового перехода. Фонон-решеточное взаимодействие в этом случае должно быть весьма значительным, если удается при столь низких значениях теплопроводности зафиксировать эффект около 20%. Уменьшение средней длины свободного пробега фононов еще больше, так как снижение теплопроводности до некоторой степени компенсируется скачком теплоёмкости при ФП. К сожалению, результаты измерения теплоемкости нам неизвестны. [c.46]

Ультразвук (УЗ) — упругие колебания и волны, частота к-рых превышает (1,5—2)-10 Гц (15—20 кГц). Нижняя граница области УЗ-вых частот отделяюш ая её от области слышимого звука, определяется субъективными свойствами человеческого слуха и является условной, поскольку верхняя граница слухового восприятия человека имеет значительный разброс для различных индивидуумов. Верхняя граница УЗ-вых частот обусловлена физич. природой упругих волн, к-рые могут распространяться лишь в материальной среде, т. е. при условии, что длина волны значительно больше длины свободного пробега молекул в газах или межатомных расстояний в жидкостях и твёрдых телах. Поэтому в газах верхнюю границу частот УЗ определяют из условия приблизительного равенства длины звуковой волны и длины свободного пробега молекул при нормальном давлении она составляет 10 Гц в жидкостях и твёрдых телах определяюш им является равенство длины волны межатомным расстояниям, и граничная частота достигает 10 —10 Гц. В зависимости от длины волны и частоты УЗ обладает специфич. особенностями излучения, приёма, распространения и применения, поэтому область УЗ-вых частот удобно подразделить на три подобласти низкие УЗ-вые частоты (1,5 10 —10" Гц), средние (10 —10 Гц) и высокие (10 —10 Гц). Упругие волны с частотами 10 —10 Гц принято называть гиперзвуком. [c.9]

Высоковакуумная изоляция. Основана на использовании вакуумированного пространства между двумя граничными стенками. При этом передача тепла происходит путем теплопроводности остаточных газов и тепловым излучением. Процессы тепло- и массопереноса остаточных газов в вакууме характеризуются критерием Кнудсена Кп, определяющим отношение средней длины Ь свободного пробега молекул газа без столкновения к расстоянию д, между стенками. Передача тепла излучением является основной составляющей общего притока тепла в вакуумной изоляции и зависит в значительной степени от рода и состояния излучающей поверхности. Отражательную способность материалов по отношению к тепловому излучению характеризует степень черноты поверхности е, представляющая собой отношение излучательной способности данной поверхности к излучательной способности поверхности абсолютно черного тела. [c.288]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...