Распределении температуры

Вторичная эмиссия электронов определяется свойствами материала поверхности; их доля в отраженном потоке зависит от потенциального рельефа на поверхности исследуемого изделия, например от обратного напряжения, приложенного к р-п переходам полупроводниковых структур. Изображение, снятое при использовании вторичных электронов, позволяет получить информацию о геометрическом рельефе, распределении потенциала и коэффициенте вторичной эмиссии на исследуемой поверхности.

Ж Так как магнитное поле непрерывно, то прямой поток Ф в зазоре под намагниченным зубцом, охваченным током ilt равен обратному потоку на всем остальном протяжении зазора. Образующаяся магнитная цепь состоит из двух последовательно включенных сопротивлений: сопротивления зоны зазора /? под намагниченным зубцом и сопротивления зоны R' на всем остальном протяжении зазора вне намагниченного зубца. Сопротивление R конечно, а /?' при бесконечно большой протяженности зазора равно нулю. В соответствии с законом полного тока сумма магнитных напряжений на этих сопротивлениях равна току контура (КФ -'- К'Ф = ij). А так как магнитное напряжение зазора вне намагниченного зубца /?'Ф •— 0, то магнитное напряжение зазора под зубцом КФ = i1. Принимая потенциал тела 2 равным нулю (<р2 = 0). нетрудно убедиться в том, что магнитным напряжениям RФ1 = (\ и К'Ф = 0 соответствует распределение потенциала по границе тела, показанное на рисунке. В зоне намагниченного зубца (на участке adcqrri) потенциал <рх = <\. Вне этой зоны (левее точки а и правее точки т) потенциал cpi = 0. Действительно, при таком распределении потенциала /?Ф = ф: — ф2 = ij; К'Ф = ф2 — fj = 0.

2. Для элементов изоляции, находящихся под распределенным потенциалом, изоляционные расстояния следует принимать с учетом фактических значений потенциалов в разных точках поверхности. При отсутствии данных о распределении потенциала следует условно принимать прямолинейный закон падения потенциала вдоль изоляции от полного номинального напряжения (со стороны токоведущих частей) д~. нуля (со стороны заз^г.'.ленкых частей).

Когда это требование не удовлетворяется, в частности когда длина промежутка равна его диаметру (d — D), возникающую неравномерность в распределении потенциала иллюстрируют система эквипотенциальных линий поля ( 3-35,в) и соответствующая им кррхвая распределения потенциала, приведенная на 3-35, г. Степень неравномерности поля может быть количественно оценена отношением напряженностей поля у положительного и отрицательного электродов, характеризуемых тангенсами углов наклона касательных (tg а и tg (3) к кривой по-

При распределении потенциала в соответствии с кривыми 3 или 4 диод работает в режиме ограничения анодного тока объемным зарядом или просто в режиме объемного заряда. Б отличие от режима насыщения в этом режиме не все электроны, покинувшие катод, достигают анода, т. е. анодный ток меньше тока эмиссии.

При распределении потенциала, соответствующего кривой 3, между анодом и катодом образуется минимум потенциала, который делит все пространство на два участка: 1) от катода до минимума потенциалам 2) от минимума потенциала до анода. Электроны, эмиттируемые катодом, попадают на первом участке в тормозящее

При отсутствии внешнего напряжения у каждого перехода возникают области пространственного заряда и потенциальные барьеры <рл/, флг, фш в распределении потенциала ( 3.1, в).

При распределении потенциала в соответствии с кривыми 3 или 4 диод работает в режиме ограничения анодного тока объемным зарядом или просто в режиме объемного заряда. Б отличие от режима насыщения в этом режиме не все электроны, покинувшие катод, достигают анода, т. е. анодный ток меньше тока эмиссии.

После решения (23-8) относительно ф при найденном, таким образом, распределении потенциала на граничных поверхностях

Магнитный потенциал в области зазора при граничных условиях (24-3) и (24-4) может быть найден с помощью (23-8). При известном распределении потенциала напряженность рассчитывается по (23-9). Однако напряженность поля на некотором удалении от паза может быть определена более просто. Как видно из 24-1, линии поля имеют сложную форму только вблизи паза, а при удалении от паза на некоторое небольшое расстояние х I >• б поле становится практически равномерным: его линии делаются нормальными к поверхностям магнитопровода, его напряженность оказывается одинаковой для всех точек в области зазора.

2. Рассмотрим задачу о распределении потенциала в области, показанной на 2, причем ai/a=l/3. Граничные условия и функции потенциала U имеют тот же вид, что и в предыдущей задаче. Для решения задачи используем метод средних. Граничные условия удовлетворим в шести точках с координатами pi=a/3, 61 = 0; р2=0,36 а; 92=я/8; р3=0,467 а; 63 = я/4; р4=а, 64=0; р5=1,08 а, 65=я/8; р6= /2 а, 06=я/4 ( 2). При

Из формулы (7-19) видно, что полное подобие в распределении температуры по сечению при изменении хк в пг раз может быть получено при условии

Если толщину нагреваемого тела изменить в т раз, то полное подобие в распределении температуры будет получено при соблюдении условий

О распределении температуры дает представление график па 16-3, где приведены результаты расчета нагрева в холодных электродах пластиката толщиной 0,2 мм на прокладке из фторопласта [Л,,, - - 2,5-10~* Вт/(см-К)1 толщиной 0,2 мм и 0,5 мм. Время нагрева 1 с.

Техника эксперимента в настоящее время шагнула вперед столь значительно, что позволяет судить о распределении температуры не только в неподвижных элементах машин, но и во вращающихся. По этой причине при определенных усилиях экспериментатора результаты проведенных испытаний могут быть по существу исчерпывающими. Именно эти результаты и должны в конечном итоге служить критерием точности вентиляционного (гидравлического) и теплового расчета. По итогам анализа данных опытного исследования должны вноситься необходимые коррективы в практические методики расчета. Чем больше сведений будет предоставлено экспериментаторами в распоряжение проектировщиков, тем более обоснованными будут соответствующие уточнения.

3.13. Схемы методов синтеза твердых растворов разлагающихся полупроводниковых соединений, основанных на последовательном введении пара летучих компонентов в расплав нелетучих (а), распределении температуры по длине герметичного реактора (б) и на одновременном введении пара летучих компонентов в расплав нелетучих (а):

При заданном начальном распределении температуры, рассматриваемом как совокупность мгновенных источников теплоты, распределенных на участке /•— О...г0, выравнивание температуры определится выражением

Точное решение задачи о распределении температуры в элементах ЭМММ сводится к решению уравнений математической физики для трехмерного пространства, что при инженерных расчетах приводит к непреодолимым трудностям. Поэтому на практике широко используются полуэмпирические методы, в которых исходя из физических соображений устанавливаются направления тепловых потоков и определяются повышения температуры для отдельных частей машины [17, 31, 33, 41, 65, 67, 70, 71]. Особенностью ЭМММ являются относительно малые размеры элементов конструкции, что позволяет получать хорошие результаты теплового расчета при тепловой схеме замещения, предложенной Гаком [71].

2. При равномерном распределении температуры по сечению ствола для единичного участка ствола имеем:

При равномерном распределении температуры по сечению div (qxl)— = Snqxi/Sc. Здесь при б
Благодаря специфическим термохимическим свойствам элегаза дуги з элегазе в отличие от дуг в простых газах имеют определенные особенности и главным образом в распределении температуры по сечению ство-

где А — коэффициент, определяемый конструкцией лампы. Реальная характеристика, однако, лишь приблизительно следует этой зависимости. Отклонения объясняются тем, что при выводе ее принимались некоторые допущения, практически не всегда оправдываемые. К этим допущениям относятся предположения о нулевой начальной скорости электронов, об отсутствии явления насыщения (в связи с чем выпадает упомянутая выше связь /а с Тк), о равномерном распределении температуры по всему катоду и т. п. Влияние неучтенных факторов приводит, например, к тому, что характеристика начинается не в точке ыа = 0, а в точке ыа = —ма0, где