Распределения пробегов

Сторонние проникающие частицы и образованные ими каскады, кроме того, создают локальную ионизацию, что влияет на те процессы в изоляторах и проводниках, которые зависят от зарядового состояния — отжиг, диффузию, образование вакансионных кластеров и центров окраски. Следовательно, для того чтобы успешно проводить исследования изменений свойств реакторных материалов под облучением и находить пути к минимизации этих изменений, прежде всего необходимо знать, как тяжелая частица отдает свою энергию, двигаясь в веществе. В частности, нужно обладать теоретическими и экспериментальными методами определения распределения пробегов проникающих ионов и энергии, вложенной в движение атомов материала — мишени, поскольку именно этими величинами определяется концентрационный профиль точечных дефектов. Мы остановимся здесь на кинетическом подходе к описанию каскадов [25—30], в основу которого положены методы, развитые в теории переноса нейтронов, поскольку, во-первых, с помощью этого подхода в настоящее время разработаны программы расчета с необходимой (10—15%) точностью концентрационных профилей радиационных повреждений [31, 32) и, во-вторых, он далеко не исчерпал себя как в смысле повышения точности, так и в смысле увеличения композиционной сложности материалов, доступных исследованию. Дополненный расчетами спектров ПВА, образованных различными [c.46]

Таблица 14-1 Распределение пробега по видам дорог (по ГОСТ 6875-54)

Длительные контрольные испытания (ДКИ) самосвалов по сравнению с испытаниями базовой модели дополнительно включают испытания самосвальной установки, при этом корректируется распределение пробега по видам дорог. [c.167]

Распределение пробега (в %) по дорогам различных видов при форсированных испытаниях приведено ниже. [c.168]

Рис. 16. Распределение пробега до ремонта Ьр,шин грузового автомобиля при работе с прицепом на междугородных перевозках

При проведении исследовательских испытаний автомобилей на надежность на дорогах общего пользования распределение пробега по дорогам различного вида регламентируется ГОСТ 6875—54 и ГОСТ 6905—54. В табл. 6 приведено распределение пробега автомобиля по дорогам различных категорий. [c.60]

Распределение пробега автомобиля по дорогам различных категорий (в %) [c.60]

Распределение пробегов по видам дорог для полноприводных автомобилей [c.294]

Коэффициенты распределения пробега автомобилей в различных условиях [c.236]

Для определения /-д в смешанных условиях эксплуатации в это уравнение вводится коэффициент распределения пробега Ж, значения которого представлены в табл. 2.18. После преобразований получаем [76] [c.334]

Для агрегатов автомобиля, непосредственно не оказывающих влияния на безопасность движения, периодичность диагностирования для любого закона распределения пробега их безотказной работы может быть определена приближенно по средней наработке на отказ из следующего выражения 1[П] [c.97]

Кроме того, график вероятности безотказной работы позволяет выявить так называемый гамма-процентный ресурс, т. е. ресурс, который имеет и превышает в среднем обусловленное число процентов эле-Обычно определяют ресурс для у = 95% или у = 90% (см. рис. 27). Этим пользуются, например, при определении гарантийного пробега. Для нормального закона распределения пробег при 7=50% соответствует среднему ресурсу, что непосредственно следует из свойств этого закона. [c.60]

Простым процессом называют последовательность независимых, неотрицательных и одинаково распределенных случайных величин 1 2 3, которые все не равны нулю с вероятностью единицы. В общем процессе восстановления пробег от начала эксплуатации до первой замены имеет распределение, отличное от распределений пробегов до всех других замен. Но все распределения, кроме первого, принимаются одинаковыми. Наконец, при общем нестационарном процессе восстановления все распределения пробегов до замены могут отличаться между собой. В остальном сохраняются условия простого процесса восстановления. [c.67]

Показателями процесса восстановления автомобиля заменой одного элемента являются композиции распределения замен, характеристика и параметр потока отказов элемента. Последовательность определения этих показателей и связь между ними для любого процесса восстановления при любом законе распределения пробегов до замены элемента следующая. [c.67]

Из опыта эксплуатации автомобиля ВАЗ-2101 видно, что наименее надежным элементом двигателя является кулачковый механизм. С целью получения числовых характеристик надежности математической обработке подвергнуты первичные материалы станций технического обслуживания по износу кулачков распредвала в течение гарантийного срока в период с июля 1971 г. по июнь 1972 г. При этом основной задачей ставится определение закона распределения пробега до отказа, так как знание закона распределения позволяет решить ряд практических вопросов, в том числе и определить межремонтные пробеги [1]. [c.363]

Далее будут описаны наиболее широко используемые аналитические приближения для распределений пробегов. Поскольку на практике имплантация всегда проводится в наклоненные по отношению к пучку образцы, то оказывается достаточным описание мишеней как аморфных тел. Эффекты каналирования можно промоделировать простой подгонкой параметров распределений. [c.114]

Гауссовские распределения чрезвычайно полезны для быстрой оценки распределения пробегов имплантированных ионов или вычисления толщин маскирующих слоев. [c.114]

Многие экспериментальные исследования показывают, что простое описание профилей имплантации, приведенное в предыдущем параграфе, неадекватно для большинства примесных ионов в кремнии и других полупроводниках. Считалось, что это несоответствие может быть обусловлено эффектом каналирования вследствие кристаллической структуры обычных полупроводников. Однако было обнаружено, что профили многих ионов асимметричны также и в аморфных мишенях и, следовательно, для построения распределений пробегов необходимо использовать моменты более высоких порядков. [c.116]

Эта модель дает хорошие результаты, если ионы концентрируются во втором слое. Для уточнения профиля в обоих предельных случаях (тонкого и толстого слоев) может быть проведено дальнейшее усовершенствование модели. С этой целью вычисляется профиль в материале 1 полное число атомов в этом слое (Л , J) находится интегрированием. Затем определяются профиль С1 в мишени из материала 2 (в предположении отсутствия маскирующего слоя) и толщина с/ (слой толщиной содержит атомов). Окончательный профиль, содержащий ионов, состоит из профиля С] в материале 1, расположенном до глубины с/, и профиля С2, начинающегося с глубины ( . На рис. 4.16 показаны рассчитанные с помощью предлагаемой модели профили концентрации имплантированных атомов бора и мышьяка в структуры 8102 — 81 в сравнении с профилями, вычисленными в предположении, что вся структура состоит из кремния, и профилями, полученными только преобразованием плотности. Можно видеть, что необходимо более точное описание профиля. Несколько лучшие результаты, но также требующие длинных вычислений, получаются при использовании функций распределения энергии и аппроксимации распределений пробегов сопряженными половинами гауссовских распределений [4.33]. [c.122]

Сферическая частица радиусом а вводится в область униполярных ионов с концентрацией /г о и электрического поля Eq. Частица приобретает заряд благодаря столкновениям с ионами. Так как заряд частицы начинает нарастать, ее отталкивающая сила перераспределяет близлежащие ионы. Для применения кинетической теории будем использовать систему координат, показанную на фиг. 10.2. При концентрации ионов и средней длине свободного пробега Л число ионов, которые сталкиваются в бесконечно малом объеме dV в единицу времени со скоростью между v перед столкновением ш V dv после столкновения, равно щ v/A) f v) dv dV, где f (v) — функция распределения скорости у, a — местная концентрация ионов. Количество ионов, попадающих на площадку dA из точки Р объема dV, равно щ (р1А) / (и) dvl(dA os 0д/4яг ) dV [413, 874[. Так как число молекул, направляющихся к площадке dA, уменьшается по закону вследствие столкновений и так [c.437]

Для энергии ускоренных электронов до 5 Мэе выход тормозного излучения можно рассчитывать по формула.м, приведенным в гл. 111. Они справедливы для мишеней толщиной, равной длине пробега первичного электрона. Выход тормозного излучения пропорционален квадрату энергии электрона и атомному номеру материала мишени. На рис. 15.1 показан выход тормозного излучения в зависимости от атомного номера материала мишени для различных энергий электронов, а на рис. 15.2 — интенсивность и угловое распределение тормозного излучения, образующегося при торможении моноэнергетических электронов в мишени из алюминия и золота [3]. [c.231]

Рассеяние на границах является единственным процессом, для которого абсолютная величина среднего свободного пробега фонона может быть оценена с приемлемой точностью поэтому были проделаны вычисления эффективного среднего свободного пробега. Казимир [11] рассчитал теплопроводность бесконечно длинного цилиндра в предположении, что внутри кристалла нет процессов взаимодействия и тепловое равновесие достигается лишь на границах, где фононы поглощаются и затем снова изотропно испускаются. Число фононов в данном направлении во внутренней точке определяется температурой точки их испускания. Это распределение, проинтегрированное по всем направлениям, дает плотность теплового потока. Интегрирование но всему поперечному сечению характеризует суммарный тепловой поток. В конечном счете теплопроводность оказывается равной [c.247]

Ясно, что лучше всего было бы определить точную волновую функцию электронов, движущихся в металле с беспорядочно распределенными примесными центрами, и вычислить среднее значение -Ь (г )ф(г) по поверхности постоянной энергии. Однако решение такой задачи сопряжено с непреодолимыми трудностями. Можно ожидать, что когерентность волновой функции возбужденного состояния (для основного состояния это не обязательно так) будет нарушаться на расстоянии порядка средней длины свободного пробега. Поэтому введение предложенного Пиппардом множителя является разумным. Необходимость такого множителя вытекает из следующих рассуждений. Предположим, что центры рассеяния беспорядочно распределены в перпендикулярном к оси х слов шириной w и что вне этого слоя примеси отсутствуют, как это показано на фиг. 9. Тогда решения уравнения Шредингера вне слоя имеют вид плоских волн. Если предположить, что рассеяние некогерентно, то можно с помощью общей теории рассеяния точно вычислить (ф (г ) ф (г)) при условии, что гиг лежат вне слоя. [c.717]

Под свободно-молекулярным течением в длинной трубе понимают такое течение, в котором длина свободного пробега молекул Z много больше диаметра трубы <7. В этом случае необходимо учитывать столкновения молекул со стенками, но можно пренебречь столкновениями молекул между собой, следовательно, максвелловское распределение скоростей хаотического движения молекул, устанавливающееся при отражении от стенок, внутри труб не нарушается. [c.169]

В соответствии с классической теорией ЛШШ [4.28] и диффузионным приближением [4.29] профили имплантированных примесей описываются гауссовскими распределениями. Однако эксперименты показывают, что реальные профили асимметричны не только в кристаллических полупроводниках. Эти наблюдения подтвержцаются численными расчетами методом Монте-Карло. Упомянутые выше теории можно обобщить с целью вычисления моментов распределения пробегов более высоких порядков. В [4.30] были вьиислены первые четыре момента для большого числа сочетаний ион—мишень. Тем не менее, пока не существует соответствующих легкодоступных таблиц или формул, аналогичных таблицам Гиббонса [4.31] или Смита [4.32]. [c.114]

К, обычно К находится численным интегрированием. Сравнение профилей, полученных с помощью распределений Гаусса и Пирсона, приведено на рис. 4.10. Примеры измеряемых распределений пробегов бора в 81 ив 81зЫ4 представлены на рис. 4.11 и 4.13. [c.119]

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]

Рис. 15.2. Интенсивность и угловое распределение тормозного излучения, образующегося при торможении моно-энергетических электронов в мишени из 1зА1 и тэАи. Толщина мишеней немного больше максимального пробега электронов.

Далее, при взаимодействии космических излучений с биологической тканью в теле космонавта удет создаваться неравномерное пространственное распределение поглощенных доз. Степень этой неравномерностивеависит от проникающей способности излучения. Средний пробег протонов в биологической ткани составляет для энергии 100 Мэе 0,124 г см , для 50 Мэе — 2,25 г/см2 и для 200 Мэе — 25,8 г1см . На рис. 16.2 показано пространственное распределение тканевых доз протонов различных энергий. Для протонов с энергиями около 100 Мэе и меньше это распределение оказывается очень неравномерным. [c.270]

Возникающие в защитном слое у-кванты испускаются сферически симметрично. Выберем в качестве точки отсчета центр активной зоны и введем обозначения г—растояние до сферического слоя и До—расстояние до детектора. Условием нашей задачи является До—r R.i. Это означает, что все ТОЧКИ поверхностного источника удалены от детектора на расстояния, равные или мало отличающиеся от До—г. Примерно одинаково и экранирование защитой распределенных источников. Число пробегов у-квантов в защите вне объема с источниками захватных у-квантов Ь, а число пробегов у-квантов в пределах этого объема р(го—г). Линейный коэффициент ослабления у-квантов р, относится к композиции материалов внутри объема с источниками. [c.322]

Однако следует иметь в виду, что распределение а-частиц по длине пробега (продольный разброс) не выражает собой какой-то неопределенности в значениях энергии а-частйцы при вылете из ядра, это распределение порождается случайными флуктуациями числа соударений а-частицы с молекулами газа. Каждое соударение сопровождается определенной потерей ( 34 эв) энергии, поэтому флуктуации числа соударений а-частиц с молекулами газа влекут флуктуации в длине пути, на котором расходуется вся кинетическая энергия а-частицы. Специально проведенные экспериментальные исследования подтверждают это заключение. [c.222]

Функция распределения времен свободного пробега. В классической электронной теории предполагается, что изменение скорости электрона прссисходит в результате кратковременного акта взаимодействия его с решеткой. Между двумя соударениями электрон движется как свободная частица. В качестве параметров, характеризующих движение электрона, вводятся длина свободного пробега I и в реи я свободного пробега т, кото рые будем рассматривать как средние значения. Указанные параметры связаны доуг [c.128]

Время свободного пробега представляет собой время релаксации, т. е. время возвращения системы электронов на неравновесного состояния (например, при включении внешнего поля) в равновесное. Чисто физически понятно, что будет существовать разброс по величине свободного пробега, а потому не оовсем ясно, что необходимо понимать, когда говорят о дрейфовой окорости. Длины свободного пробега, времена овободного пробега будем рассматривать далее как случайные величины. Поиск функции распределения времен овободного пробега будем осуществлять, следуя правилам 1) вероятность испытания электроном столкновения в интервале времени (11 пропорциональна величине интервала (11 2) вероятность столкновения в единицу времени не должна зависеть от времени. [c.129]

Из уравнения (8.41) видно, что за В1ремя т отклонение функции распределения f от /о уменьшается в е раз по сравнению с первоначальным отклонением. Это время называется временем релаксации, которое, как следует из (8.41), по порядку величины равно среднему времени свободного пробега атома. [c.146]

Выразив турбулентную вязкость А через р/ йТ11(1у (где I — длина пути перемешивания, характеризующая средний путь пробега частиц, обусловленный турбулентными пульсациями) и сделав ряд допущений, Прандтль и Карман получили уравнения, характеризующие закон распределения скоростей в ядре потока. На основании этих уравнений, а также результатов многочисленных экспериментальных исследований других ученых можно считать, что распределение скоростей в ядре потока происходит по логарифмическому или близкому к нему закону (см. участок эпюры скоростей вг на рис. 5.7, б). [c.79]

Пусть в цилиндрической трубе существует потоке параметрами Uj, РрРц Т ив результате его торможения образовался скачок, за которым параметры потока 2- Р2- Рг. 2 (рис. 209). Строго говоря, скачок не является поверхностью, а имеет некоторую протяженность в направлении вектора скорости, т. е. занимает некоторый объем. Однако эта протяженность весьма мала (порядка длины свободного пробега молекул) и в газодинамических расчетах принимается равной нулю. Выделим двумя плоскостями 1 п 2 отсек газа, включающий поверхность разрыва, или иначе, фронт скачка С—С. Пренебрегая действием массовых сил и предполагая распределение параметров газа по сечению трубы равномерным, уравнение количества движения в проекции на ось трубы для выделенного отсека запишем в виде [c.448]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...