Поток излучения с поверхности фронта волны

Поток излучения с поверхности фронта волны [c.498]

Таким образом, независимо от амплитуды волны, при сколь угодно высоких начальных температурах Ti излучает всегда самый нижний край волны, и поток излучения с поверхности фронта волны соответствует температуре, близкой к Гг. Ни в коем случае не следует думать, что здесь сыграло какую-то роль принятое нами для описания переноса излучения диффузионное приближение, приводящее к граничному условию (9.18). В самом деле, диффузионное условие (9.18) соответствует предположению [c.500]

Казалось бы, отвод энергии излучением от фронта ударной волны большой амплитуды должен играть важную роль, и в третье из ударных соотношений (7.4) следовало бы наряду с потоком энергии вещества включить и поток энергии, уносимой с поверхности фронта излучением 8 = аТ . Это существенным образом повлияло бы на конечное состояние за фронтом ударной волны, приводя к большему сжатию за фронтом, подобно тому как к большему сжатию ведет увеличение теплоемкости газа. На самом же деле потери энергии на излучение с поверхности фронта волны весьма ограничены и их эффект обычно незначителен. Дело в том, что в непрерывном спектре газы прозрачны лишь для сравнительно малых квантов. Атомы и молекулы сильно поглощают кванты, энергия которых превышает потенциал ионизации и которые вызывают фотоэффект, а молекулы, как правило, поглощают даже меньшие кванты например, граница прозрачности холодного воздуха лежит при X 2000 А /IV 6 эв. [c.407]

Естественно эту точку, в которой прекращается охлаждение воздуха излучением, считать нижней границей волны охлаждения, температуру в ней Т2 — температурой прозрачности, а поток Sz — потоком, выходящим с поверхности фронта волны. Поглощение этого потока в прозрачной зоне невелико, так что на бесконечность уходит поток So, лишь немного меньший, чем S2. [c.505]

Будем полагать, что за фронтом плоской ударной волны простирается достаточно протяженная, оптически толстая область с постоянной высокой температурой, и посмотрим, каков поток видимого излучения, который выходит с поверхности фронта волны и регистрируется прибором, расположенным далеко от фронта, на бесконечности . [c.465]

В следующем разделе мы займемся изучением внутренней структуры волны охлаждения, подобно тому как в газодинамике, наряду с изучением общих течений газа с ударными волнами, занимаются исследованием микроскопической картины — внутренней структуры фронта ударной волны. Именно рассмотрение внутреннего строения волны охлаждения позволяет найти важнейшую характеристику волны — поток излучения с поверхности волны. [c.493]

Решение системы уравнений гидродинамики и переноса излучения приводит к картине, которую лучше всего пояснить при помош и распределений температуры во фронте ударной волны, показанных на рис. 5, а и 5, б. Первый случай (рис. 5, а) соответствует ударной волне не очень большой амплитуды. Поток излучения, равный примерно где Т температура за фронтом, выходит с поверхности скачка и, погло-ш аясь в холодном газе перед фронтом, нагревает его. Температура газа, естественно, повышается по мере приближения к скачку. За скачком нагретый газ несколько охлаждается за счет потери энергии на излучение, и потому температура за скачком падает, приближаясь к равновесной. [c.220]

Процессы такого типа в идеализированной постановке исследовались в работе Ю. В. Афанасьева, В. М. Кроля, О. Н. Крохина и И. В. Немчинова (1966), Они рассматривали движение поглощающего свет газа, который вначале занимал полупространство, граничащее с вакуумом, если на поверхность падает поток лучистой энергии. Поглощая излучение, газ становится более прозрачным, так как поглощение уменьшается при повышении температуры и свет проникает в более глубокие слои. Нагретый газ разлетается в сторону пустоты. Фронт волны прогревания при этом движется внутрь газа по определенному временному закону, и при некоторых предположениях задача оказывается автомодельной. Решение автомодельных уравнений дает количество испаренной массы, ее начальную температуру и плотность. [c.266]

Таким образом, существование теплового излучения мало сказывается на параметрах газа за фронтом ударной волны не слишком большой амплитуды. Другое дело — влияние излучения на внутреннюю структуру переходного слоя между начальным и конечным термодинамически равновесным состояниями газа, т. е. на строение самого фронта ударной волны. Здесь роль излучения в волнах больших (но представляющих реальный интерес) амплитуд оказывается чрезвычайно существенной и, более того, именно лучистым теплообменом определяется структура фронта. Задача о структуре фронта ударной волны с учетом лучистого теплообмена, которой посвящены 14—17 этой главы, была рассмотрена авторами в работах [42, 47—49]. Хотя поток излучения, уходящий с фронта волны на бесконечность , весьма мал и не оказывает никакого энергетического влияния на параметры ударной волны, тот факт, что он существует, имеет огромное значение, так как позволяет наблюдать волну оптическими методами. Вопрос о свечении ударной волны и яркости поверхности фронта тесно переплетается с вопросом о структуре фронта. Он будет рассмотрен в гл. IX. [c.408]

Подобное же перекачивание энергии происходит и во время прохождения волны охлаждения, так как поток излучения, выходящий с поверхности волны, частично поглощается в прозрачных (а в действительности не вполне прозрачных) периферийных слоях. В ультрафиолетовой области спектра вообще поглощение сильно и ультрафиолетовые кванты поглощаются вблизи фронта волны. Это, однако, не вносит существенных изменений во всю описанную выше качественную картину охлаждения воздуха волной, основанную на предположении о высокой степени прозрачности при температурах ниже Гг, так как в области [c.492]

В [17] построены математические модели поздней стадии эволюции плазменных микрообластей, возникающих вокруг аэрозольных частиц под действием лазерного излучения в режимах ударной волны и дозвуковой волны горения. При этом на основе моделирования обратной задачи по характеристикам незатухающих решений для движения фронта плазмы в окружающем воздухе уточнялись требования к краевым условиям (параметрам плазмы первичного пробоя), для которых незатухающие решения задачи существуют. Из расчетов следует возможность относительной стабилизации микрофакела размером (2- 4)-IQ- см вблизи частицы корунда с начальной допробойной температурой ее поверхности (6- 8)-10 К, интенсивностью излучения СОг-лазера / = 4-10 ВтХ Хсм 2 (3-f-23) с. Стабилизация объясняется уменьшением потока пара с поверхности частицы по мере ее испарения. [c.153]

УДАРНАЯ ТРУБА — устройство для получения ударных волн в лабораторных условиях. Применяется для нагревания газов с помощью ударных волн и исследования кинетики разнообразных физико-химич. процессов, протекающих нри высоких темп-рах колебаний и диссоциации молекул, хим. реакций, исни-аации. излучения и погло-щения света и т. д. У. т. представляет собой длинную трубу, разделенную диафрагмой 1 а две части. Диаметры У. т. составляют обычно от неск. с.м до неск. десятков см, а длины — до 10 и более м. В камеру высокого давления нагнетается рабочий газ до неск. сотен атм. Камера низкого давления наполняется исследуемым газом при давлениях от атмосферного до неск. микрон рт. ст. В нужный момент диафрагму разрывают, и сжатый рабочий гая, расширяясь, устремляется в камеру низкого давления, соядавая в нем ударную волну. Между фронтом ударной волны и контактной поверхностью (рис.), разделяющей два газа, образуется пробка нагретого исследуемого газа. Дойдя до конца трубы, к-рый обычно закрыт неподвижной крышкой, ударная волш) отражается и идет обратно, навстречу основному потоку. При отражении темп-ра газа резко повышается между фронтом отраженной ударной волны и задней стенкой трубы образуется область неподвижного, еще более высоко нагретого газа. [c.232]

Теперь кванты видимого света, которые излучаются с поверхности ударного разрыва и поток которых у самого разрыва соответствует, грубо говоря, температуре Ту ), прежде чем попасть в регистрирующий прибор, расположенный на бесконечности , должны проникнуть через прогревный слой. Они частично поглощаются в этом слое. Поэтому эффективная температура видимого излучения фронта ударной волны будет меньше [c.466]

Следовательно, если смотреть на поверхность фронта ударной волны в направлении, нормальном к поверхности, поток видимого излучения, выходящий с поверхности ударного разрыва, будет ослаблен прогревным слоем примерно на 12%, а эффективная температура вместо 90 000° К будет равна примерно 80 000° К (при таких температурах маленькие видимые кванты лежат в рэлей — джинсовской части спектра и их интенсивность пропорциональна первой степени температуры поэтому эффективная температура просто пропорциональна яркости). [c.472]

При уменьшении потока интенсивности лазерного излучения уменьшаются температура и степень ионизации плазмы за фронтом ударной волны. По этой причине возрастает длина пробега излучения в плазме (толщина поглощающего слоя). По аналогии с теорией обычной детонации можно определить пороговое значение для интенсивности лазерного излучения, при котором еще возможен режим световой детонации. Естественно считать, что слой поглощающей плазмы за ударной волной расширяется не только в направлении движения ударной волны, но и в боковых направлениях. Отношение потерь энергии на боковое расширение к затратам на расширение в направлении движения ударной волны характеризуется отношением боковой поверхности цилиндрической зоны реакции 2лг1 к площади фронта яг , т. е. величиной //г. Волна световой детонации может существовать при условии, что /Сг. При радиусе светового канала г 10 -ь10 см длина пробега лазерного излучения становится сравнимой с г при температуре Т 20 000 К, чему соответствует пороговый световой поток / св 10 Вт/см2. При интенсивностях лазерного излучения ниже порогового режим световой детонации невозможен. Так как Рсв<.Рп, то режим световой детонации можно поддерживать меньшими световыми потоками, чем это требуется для первоначального создания плазмы и ударной волны. [c.111]

Рассмотренные выше характеристики излучения охватывают свойства открытого конца волновода как передающей антенны. Свойства открытого волновода как приемной антенны можно характеризовать поперечником возбуждения (или, как часто говорят в радиотехнике, величиной эффективной поглощающей поверхности ). Представим себе, что в свободном пространстве распространяется в направлении (я—2jt—ф) плоская волна. Она возбуждает в полубесконечном волноводе, вообще говоря, все волны Етп и Нтпу НО ЛИШЬ те из них, которые могут распространяться при данной частоте, уносят с собой внутрь волновода часть мощности падающей волны. Поперечник возбуждения )S(0, ф) какой-нибудь из распространяющихся волн по определению равен величине площадки (мысленно вырезанной в плоскости фронта падающей волны), поток энергии через ко- [c.153]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...