Константа излучения, первая

Количество вещества Количество движения Количество освещения Количество освещения, энергетическое Количество теплоты Количество теплоты, удельное Количество электричества Константа излучения, первая Константа излучения, вторая Концентрация Концентрация, массовая Концентрация молярная Коэффициент диффузии Коэффициент затвердевания Коэффициент затухания Коэффициент лучеиспускания Коэффициент массопередачи Коэффициент ослабления Коэффициент постели Коэффициент проницаемости Коэффициент рекомбинации Коэффициент, температурный Коэффициент теплообмена Коэффициент теплопередачи Коэффициент теплоотдачи [c.219]

При анализе отражения рентгеновского излучения существенным элементом является установление зависимости оптических постоянных б и у от частоты падающего излучения. Первой попыткой объяснить спектральную зависимость оптических констант была классическая теория дисперсии Лорентца, в которой среда рассматривается как состоящая из большого числа заряженных частиц (электронов), движущихся под воздействием падающей электромагнитной волны. Реакция среды на воздействие внешнего поля Е = Еое описывается вектором поляризации [c.15]

Первая радиационная постоянная (первая константа излучения) [c.13]

Первая константа излучения МТ- ватт на квадратный метр ВТ/М2 [c.41]

К сожалению, значения атомных констант таковы, что видимое излучение для оптической термометрии является квантовым процессом, и поэтому излучательные свойства материалов в этой области не могут быть вычислены из первых принципов. Как будет показано в данной главе, для преодоления этих трудностей приходится применять различные окольные пути. Более того, предыдущее обсуждение может создать впечатление, будто процесс излучения — настолько сложная и плохо изученная проблема, что даже экспериментальные измерения являются трудными. Действительно, непосредственные измерения излучательной способности сопряжены с трудностями, но выход из затруднения указывает закон Кирхгофа. [c.322]

В первой главе вводятся основные физические понятия и положения, используемые в рентгеновской оптике, а также сообщаются сведения из атомной физики, необходимые для описания оптических свойств материалов в МР-диапазоне. Рассматривается актуальный вопрос экспериментального определения оптических констант. В п. 1.4 обсуждаются результаты экспериментальных исследований рассеяния, сопровождающего отражение рентгеновского излучения реальной поверхностью зеркала. В п. 1.5, 1.6 анализируются возможности применения МР-излучения для ис- [c.5]

Обсудим пределы применимости такого подхода к вычислению оптических констант. Они связаны с условиями использования формулы (1.25). При выводе этой формулы сделаны два важных предположения 1) все атомы вносят аддитивный вклад в поляризуемость вещества 2) длина волны излучения значительно больше размеров атомов. Ясно, что область, в которой имеют силу оба предположения, ограничена для первого — со стороны длинных волн, второго — со стороны коротких. [c.19]

Первый способ содержит два уравнения, описывающие явления в объеме. Если физические константы среды считать заданными, то в уравнениях содержатся три, переменных величины температура среды (плотность собственного излучения), яркости и тепловыделение (приведенное). Таким образом, число переменных величин на одну больше, чем число уравнений, т. е, для определенности задачи необходимо задание одной из переменных величин. Практически важны в исследованиях случаи, когда задается поле температур среды в Объеме, а поля тепловыделения и яркости являются искомыми и когда они задаются полем тепловыделений, а поля температур и яркостей искомые величины. [c.251]

Мы видим, что скорость перехода складывается из двух частей, из которых первая (ВКР) пропорциональна произведению плотностей излучения входящего и выходящего света, тогда как вторая (СКР) пропорциональна только плотности излучения падающего света. Величины А о1 и В о1 зависят от молекулярных частот переходов и переходных моментов, а также от частот соз и 1. Отношение Ло1/Во1 зависит, помимо универсальных констант, только от 5 и равно отношению коэффициентов Эйнштейна А и В для вынужденного и спонтанного излучения при однофотонном процессе (см. п. 3.111) в этой связи проблемы теплового равновесия могут быть исследованы для процессов рассеяния так же, как для однофотонных процессов. Полученные результаты свидетельствуют о принципиальном значении теории рассеянного излучения Дирака. [c.358]

Константа Са может быть определена различными способами путем измерений излучения или по значениям атомных постоянных. Существует три радиационных метода определения константы С2. 1) измерение постоянной Стефана — Больцмана о 2) измерение длины волны с максимальной энергией из кривой спектрального распределения энергии при данной температуре и 3) измерение оптическим пирометром отношения интенсивностей монохроматического излучения при двух температурах. Два первых метода трудно осуществить, так как в первом случае необходимо измерять абсолютные значения интенсивности излучения, а во втором — определять положение довольно плоского [c.19]

Здесь 1 К,Т)—величина, пропорциональная спектральной плотности излучения А — постоянная, которая зависит от первой константы излучения i = 2h = 1,191 10 эрг см секг [55], от характеристик спектрального прибора, включающих площадь источника излучения, угловую апертуру прибора и спектральную чувствительность приемника, и, наконец, от интервала длин волн Сз — вторая константа излучения, равная hik = 1,438 см град [55]. [c.354]

Анизотропия в электрическом поле. Возникновение анизотропии в электрическом поле было обнаружено Керром в 1875 г. и с тех пор широко используется в технике эксперимента. В настоящее время явление Керра хорошо исследовано как экспериментально, так и теоретически. Это оказалось возможным благодаря тому, что эффект наблюдается в веществах, находящихся в жидком и даже газообразном состоянии, а их изучение несравненно проще изучения твердого тела. Схема опыта относительно проста (рис. 3.10). Между двумя скрещенными поляризаторами Pi и / 2 располагают плоский конденсатор. Между пластинами конденсатора помещают кювету с жидким нитробензолом — веществом, в котором изучаемый эффект весьма велик. При включении напряжения происходит поляризация молекул нитробензола и их выстраивание. Так создается анизотропия вещества с преимущественным направлением (оптической осью кназикрис-талла) вдоль вектора напряженности электрического поля. Так же как и при механической деформации, излучение становится эллиптически поляризованным и частично проходит через второй поляризатор, скрещенный с первым, т.е. установленный так, чтобы не пропускать линейно поляризованный свет. Опыт дает Ап = н,, — п = КЕ , где К — некая константа, как правило, положительная. Однако для некоторых веществ К оказывается меньше О (это значит, что /г > п , т.е. образуется отрицательный квазикристалл). [c.122]

Приведенных примеров, на наш взгляд, достаточно, чтобы сделать вывод о том, что содержащиеся в физических справочниках и официально утвержденные в качестве нормативных документов таблищ>1 фундаментальных физических постоянных все более и более превращаются в таблищл, дающие исследователям и практикам значения всевозможных физических констант. Подтверждением этого является ничем не оправданное включение в таблицы, содержащей переводные энергетические множители . Также показательным в этом плане является включение в [6] первой l и второй С2 постоянных излучения. В настоящее [c.25]

Наконец, укажем, что время жизни квантового состояния должно быть сопоставлено с временем затухания х, рассматриваемым при классическом описании процесса излучения. Однако сразу отметим существенное различие между квантовым временем жизни и классическим временем затухания х. Во-первых, X по формуле (6) 70 выражается лишь через мировые константы и частоту линии v. Следовательно, время затухания соответствует определенной спектральной линии. Время же жизни соответствует квантовому уровню, который может быть исходным для нескольких спектральных линий (переходы на несколько нижележащих уровней). Во-вто-рых, классическог время жизни для всех линий с близкими частотами v приблизительно одно и то же, так как по формуле (6) 70, кроме v, оно зависит лишь от мировых констант. Время же жизни х , как мы увидим ниже, дажг для близких уровней может различаться на несколько порядков. Тем не менее если ограничиться интенсивными дипольными переходами (см. 76). то X и Xj оказываются величинами одного порядка, равными приблизительно [c.397]

При создании первых библиотек констант, как правило, использовали априорную информацию о закономерностях формирования поля излучения. Это вполне оправдано при переходе к мульти-групповому (число групп Q> 100) представлению сечений с шириной группы Af/g 0,02- 0,05 из-за слабого влияния спектров усреднения на групповые константы в данном случае [1 ]. С увеличением ширины группы до Af7j 0,3- 0,8 (Q 20- 50) отличие весовых спектров от реальных, формируемых в защитных средах, может приводить к значительным погрешностям в решении задачи [1, З]. [c.273]

В которых г5 — координаты произвольной точки , а F(vb ), как и G, — известная двухточечная функция, сингулярная при = . В силу последнего обстоятельства интеграл во втором уравнении (2.3) несобственный, что и отмечено звездочкой . В МГЭ граница S дискретизируется , т.е. разбивается на М малых, но конечных отрезков. Интегралы по таким отрезкам заменяются после этого суммами, содержащими дискретный набор значений функции / = / с = 1,..., М в центрах указанных отрезков. Затем уравнения, полученные таким образом из первого уравнения (2.3), записываются в тех точках , где в силу (1.8) или (1.9) известно т.е. на Г, Гу и Г . Аналогично уравнения, получающиеся из второго уравнения (2.3), записываются в точках отрезков Го и Гу, в которых, согласно (1.7), dip/dN = d(f/dy = 0. Число получившихся в итоге уравнений равно М, т.е. числу подлежащих определению значений функции / . В эту систему, линейную относительно входит, однако, также неизвестная константа С. Дополнительное уравнение, также линейное относительно и (7, получается дискретизацией условия излучения [4] [c.305]

Таким образом, для сред с тепловой нелинейностью процесс выхода на стационарное изменение показателя преломления протекает в три зтапа после момента поглощения излучения. Оценим характерные времена этих этапов. Длительность первого из них, представляющего релаксацию возбуждения в тепло, мы указывали с. Второй зтап происходит со скоростью звука, равной по порядку величины у 10 см/с. Константа даффузии тепла, отвечающая за третий этап, ) 10" см /с. Для типичных периодов пропускающих решеток, записываемых в средах с тепловой нелинейностью А 10 см, получаем, что длительность этапа установления давления Гр 10 с, а время выравнивания температуры Го 10" с. Полученные времена существенно различаются, и вначале всегда устанавливается давление, а уже затем температура. Для случая отражательной решетки Л 10" см. Тогда Гр 10" с, а То 10 с. Видно, что времена сближаются, но по-прежнему давление устанавливается раньше. Отношение интервалов времени релаксации температуры для пропускающей и отражательной решеток составляет Ю . Поскольку решетки температуры релаксируют зкспоненциально, то и их стационарные амплитуды соотносятся как времена релаксации. Поэтому стационарные пропускающие решетки оказьшаются в 10 раз сильнее стационарных отражательных решеток при одновременной записи одними и теми же пучками излучения. [c.57]

В масштабах макромира числовое значение постоянной Плаика чрезвычайно мало. Этим объя( няется широкая применимость классической физики с лежащей в ее основе концепцией непрерывности к описанию макроскопических явлений. Решение проблемы теплового излучения исторически было первым шагом на пути к разгадке тайиы потерянной константы . Впоследствии ограниченность представлений классической физики обнаружила себя при исследовании фотоэффекта (см. 9.5) и при попытках объяснения устойчивости атомов и закономерностей в спектрах из излучения. В начале века была создана так называемая старая квантовая теория , в основе которой лежат гипотеза Планка о дискретном характере испускания и поглощения света осциллятором, введенное Эйнштейном представление о квантах света (фотонах) и уравнение фотоэффекта, построенная Бором теория простейших атомов. Но старая квантовая теория не представляла собой стройной, логически замкнутой науки. Удачно описав некоторые экспериментальные факты, она не могла дать правильного объяснения и количественного описания всего многообразия явлений микромира. С наступлением второй четверти нашего столетия начинается период создания современной квантовой теории с ее надежными логически непротиворечивыми основными положениями и адекватным математическим аппаратом. [c.432]

Здесь М — приведенная масса атомов, константа Г характеризует затухание собственных колебаний. Ограничимся в (10.26), кроме напряженности поля возбуждающего излучения fo os oi, вкладом только первой стоксовой компоненты с = os (ы — Q)t, и из квадрата их суммы учтем лишь член, изменяющийся с частотой S2, т. е. в резонансе с собственными колебаниями молекулы [c.504]

В к-ром согласно международному соглашению константа ( 2= 1,432 см °С, а Т1 соответствует золота 1 336° К. При интегрировании ур-ия Планка получается выражение общего количества энергии, испускаемой черным телом для всех длин волн, которое отвечает известному закону полной радиации Стефана—Больцмана Е а Т , где ЧУ—константа, а Т—абсолютная температура. Существует два типа пирометров, основанных на излучении. В одном случае сравниваются интенсивность излучения или практически яркость для определенной длины волны с яркостью нормального излучателя и в другом—измеряется общее количество энергии излучения накаленного тела. Первые назьшаются оптическими, а вторые — радиационными пирометрами. Следует отметить, что в, то время как общее излучение повышается с Г лишь в 4-ой степени, интенсивность излучения в определенной длине волны возрастает в степени 15— 0 от °. Т. о. измерения с помощью оптических пирометров оказываются несравненно более чувствительными. Однако преимущество радиационных пирометров заклю- чается в объективности. их показаний и в возможности благодаря э ому автоматической регистрации. Поэтому непригодные в качестве прецизионных приборов, они с успехом служат для контроля Г-ного режима в -заводских установках. Сущность устройства их состоит в том, что энергия излучения накаленного тела концентрируется на воспринимающей поверхности и здесь, превращаюсь в теплоту, дает термоэлектрич. или другой эффект. В качестве собирательного при- [c.227]

Явления радиоактивного распа да, сопровож аемо-го вылетом из ядра атома а- и / -частиц, дали первое доказательство сложного строения атомного ядра, заключающего в качестве структурных элементов электроны, протоны и ядра Не. Закономерности, наблюдаемые в распределении длин волн у-лучей и скоростей /5- и а-частиц, указывают на существование в ядре устойчивых состояний, соответствующих определенным уровням энергии, у-излучения повидимому связаны с внутриядерными переходами а-частиц с одного уровня энергии на другой, причем длина волны у-луча определяется из квантовых соотношений. При радиоактивном превращении, сопровождаемом вылетом а-частицы из ядра, она должна пройти через уровень потенциальной энергии, значительнб превышающий собственную энергию частички, к-рой она обладает в ядре. С точки зрения классич. теории невозможно объяснить вылет а-частички из ядра через этот потенциальный барьер . Теории радиоактивного распада, основанные на принципах волновой механики, описывают движение а-частиц при помощи волновой функции, причем а-излучение является результатам постепенного проникновения волновой функции через вышеупомянутый потенциальный барьер. При этом можно найти теоретическое выражение для связи скорости а-частиц с константой распада атома, удовлетворяющее опытным данным. Принимая, что а-частички в ядре атома обладают той же величиной энергии, с какой они покидают ядро при распаде, мы пс-лучаем исходную величину для оценки абсолютных значений уровней энергии в ядре атома. Эти величины порядка 106У (в обозначениях атомной физики), -излучения радиоактивных элементов образуют, с од-1той стороны, группы электронов определенных скоростей, по всей вероятности появляющихся в резуль- [c.369]

АТ — (е Ф/х) [1 — ехр (—к1/с)], где I — время, е — коэфф. иоглощения приемной площадки элемента, с — теплоемкость приемного элемента, х — константа потерь (константа охлаждения) X = дТ1 Ч- Р. Первый член х определяет потери па обратное излучение (о — постоянная Стефана — Больцмана, q — площадь приемной площадки, е" — ее излучат, способность) второй член Р определяет потери через теплоироводность, конвекцию и др. [c.199]

Продукты термолиза жидкой фазы исследовались методами кон-дуктометрии, объемного анализа и жидкостной хроматографии на аминокислотном хроматографе KLA-ЗВ, твердой — рентгенофазовым анализом на УРС-55 в хромовом излучении и на УРС-50ИМ в медном. На основании экспериментальных данных было установлено, что термолиз аниона ЭДТА может быть отнесен к реакции первого порядка. Как известно, константа скорости реакции первого порядка может ыть рассчитана по одному из приводимых ниже уравнений [c.47]

За единицу длины - метр (русское обозначение - м, международное - т) принята (в 1983 году Х 1П Генеральной конференцией мер и весов) длина пути, проходимого в вакууме светом за 1/299792458 долю секунды. Государственный первичный эталон для воспроизведения единицы длины - метра как 1650763,73 длин волн в вакууме излучения, соответствующего переходу между уровнями 2/>1о и 5й 5 атома 1фипгона-86 (определение 1960 г, ГОСТ 8.020-75), воспроизводит его со среднеквадратическим отклонением результата измерения 5о = 5 10 Для реализации нового определения мегра в системе СИ введена вторая константа (первая - это магнитная постоянная но = 4я Гн/м) - это установленная по соглашению скорость света в вакууме с = 299792458 м/с. Это определение метра повысило точность его воспроизводства до 10 2. [c.129]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...