延迟时间则取个均方根值雪崩概率随电极上过电压增大而增大，在倍过电压时还与气体种类有关，。根据式则由上式可见为了减少击穿的统计延迟时间，必须增大阴极的起始电子流。为此人们采取了许多方法，如紫外光照射阴极局部电场反射电子阴极介质膜的发射等。气体中的纳秒脉冲放电具有重要的地位，当过电压相当大时，放电形成时间和火花发展时间进入纳秒和亚纳秒范围。在这个时间范围内，脉冲击穿的特点是火花发展时间可以和些过程的时间雪崩增长到临界值时间和受激分子的发光时间相比较时，它会对放电的形成放电统计延迟时间和击穿时间的数值等产生影响，它与般间隙静态击穿会有所不同。从前面分析可知，如果雪崩临界长度，仅第次雪崩，是不能完成击穿的，必须考虑建立第二次和随后的多次雪崩。但如果，即那么，放电击穿是由大量的电子雪崩同时发展引起的。在这种情况下，放电在整个气隙空间里都存在。许多文献研究了气体中大量初始电子和少量初始电子引发的脉冲击穿特性。试验表明当初始电子数约为时，就可以完全消除放电统计延迟时间的分散性。放电形成时间可表示为式中，为加电压瞬间电流达到数值时的时间间隔，由此来试验确定放电形成时间。多电子引燃可以用来产生纳秒放电的脉冲大电流，可成功地消除对通道中放电电流的限制。少电子引燃在强电场中放电形成过程减缓。间隙中会出现雪崩中断现象，头部少量电子会形成新的次级雪崩，这样来，形成雪崩链向阳极传播，与流注不同，雪崩链穿过间隙时，由于导电率较小，不能形成击穿通道，需几次才能击穿。气体中介质的击穿场强，在静态电压下，对空气和氮气可表示为式中，为击穿电场强度为气体压力，是电极间有效间距表示非均匀电场的场强因子。电磁脉冲模拟器的性能分析脉冲波形主要影响因素分析在以上分析中，回路的及开关都被作为理想元器件，实际回路存在分布参数，开关也不是理想开关，这些都会对脉冲形成产生定的影响。气体火花间隙开关对波形的影响火花开关中形成流柱放电后，火花通道中就开始了电流的快速增长过程。在此期间，火花电阻从很大值变化到接近于零。火花间隙开关从实际上不导通状态过渡到导通状态的时间决定着负载上可能的最小脉冲上升时间。这过渡过程，可以用开关间隙上的电压或开关电阻与时间的关系来表征。根据火花通道中能量平衡的条件，德国和提出了个较为常用的火花电阻随时间变化的经验公式,式中，为火花电阻为放电电流为火花隙间距为开关中的气体压力为气体常数，对于空气和氮气。公式推导中，假定放电通道的内部能量完全消耗在电离过程分子激发和对电子汽的加热上，并且通道不扩张，通过电导率确定火花电阻从而推导出式。式中提出电阻电流和时间之间的关系，根据此式考虑火花电阻的阻值。对火花放电过程的分析指出放电的发展过程可引入个与火花电导率增长有关的特征时间常数来描述是比较方便的。火花间隙的时间常数为假如发生击穿时的电压不变，则根据巴申定律有常数，因此∝，即时间常数随着气体压力的增加而减小，导通过程加快。当为常数时，随着间隙长度的减第四项，由于在闭合的瞬时，回路和回路的电流应相等，方可保证良好的波顶，所以把代入式得如果，可推得考虑第二回路中电感的影响，负载上电流将有个电感时间常数则开关闭合以后，平顶部分将是和同时向负载放电，忽略和的影响，回路如图所示。经计算有如果设则可以求得负载上电压波形为典型的双指数脉冲锐化电容方法主要的优点是可使得电容器的电感做得很小，以获得更快的脉冲前沿，而主要能量还是存储在高压发生器中，特别是当负载为非固定电阻时，设计锐化电容器是比较困难的。气体放电基本理论无论是从绝缘还是转换开关的角度，在核电磁脉冲模拟技术中，气体放电理论都具有举足轻重的特殊重要的地位。众所周知，各种气体的击穿电压与气体的压力和间隙距离的乘积的关系由巴申定律所表述，如图所示。这定律早已被试验所证实，它可表述为如果放电间隙的长度和气体的压力之积是常数，则击穿电压值同样也是常数。根据汤生理论，可用基本方程表示式中ν为电子的密度和速度，ν为离子的密度和速度为汤生第电离系数为正离子轰击阴极产生的二次电子发射系数。求解上述方程并用电子流密度ν，离子流密度ν来表示，设阴极的初始电流密度为，得到上式分母为零，产生自持放电，成为电压击穿判据因和都决定于为电场强度，为气体压力，代入上式，可得。又有经验公式•图巴申曲线图计算波形平顶的等效电路式中，和为系数，则巴申定律可具体表达为试验表明，在低的值范围，与巴申定律符合较好，而在大的值时，汤生理论与试验曲线不相符，从而产生了新的理论流注理论。流注放电机理和汤生放电机理的主要区别在于流注放电中的雪崩空间电荷能够迅速转变为等离子体。雪崩中的电子不仅要引起次级电离，还会激发原子和分子，当它们返回基态时，就会发射光子，这些光子又会发生光电离，产生新的电子。电子雪崩到达阳极后，留在阴极附近的部分正离子电荷，建立起附加电场。在阳极附近的光电子向外加电场和附加电场的正空间电荷方向移动。电子雪崩和流注发展过程如图所示正流注放电过程。极阴极阳崩阳崩阴极极图正流注放电过程示意图在均匀电场中，流注放电的传播速度ν。雪崩电子按指数规律增长，当雪崩产生的离子空间电荷场与外加电场可以比较时，电子雪崩中断，此时雪崩中的电子数称为临界电子数，雪崩长度称为临界长度。作为形成流注放电的判据把放电形成时间定义为等于雪崩发展过渡到流柱的时间，则总的脉冲电压击穿延迟时间，除了放电形成时间之外，还要包括电压加到阴极上时刻起到出现有效雪崩电子的时间间隔，用平均统计延迟时间来表示。统计延时，与阴极的起始电流有关。如果为初始电子建立雪崩的概率，则具有延迟时间的放电次数由下式决定式中，为总的放电次数为放电形成时间，对于流注放电，由式确定，放电平均统计小，的理解和思考。由于我的个人理解能力和时间有限，所设计的对辊成型机并不定能很好的适应复杂的工作条件，可能还存在很多不足，离实际生产也存在定差距。通过本次毕业实习与设计，我学会了如何查阅资料，如何应用已学的知识，体会到了所学知识的重要性，逐渐形成了套自己的提出问题分析问题以及解决问题的思路。这些都会使自己的将来的学习和工作受益匪浅。由于所学知识有限，实践经验缺乏，因此，我的毕业设计中难免存在缺陷与不足，恳请各位老师及参阅者批评指正，我将在今后的学习与工作中进行弥补。参考文献成大先机械设计手册第四版北京化学工业出版社，周凤香机械设计手册第三版北京化学工业出版社，刘龙保，吴宏志高压对辊工业型煤成型机的设计研究刘龙保，黄嘉兴，型对辊式工业型煤成型机的研制，王洪欣，李木，刘秉忠机械设计工程学Ⅰ徐州中国矿业大学出版社，唐大放，冯晓宁，杨现卿机械设计工程学Ⅱ徐州中国矿业大学出版社，银金光，王洪机械设计课程设计北京中国林业出版社与北京希望电子出版社甘永立几何量公差与检测第七版上海上海科学技术出版社，许福玲，陈尧明液压与气压传动第二版北京机械工业出版社，巩云鹏孙德志喻子建编机械设计课程设计冶金工业出版社，杨培元，朱福元液压系统设计简明手册北京机械工业出版社，林娟，工业型煤机结构设计煤矿机械，许德平，王永刚，公旭中，工业型煤应用中的问题，，，,，,普通带最大带速当时最能发挥其能力，般不低于，这里取。为了提高带的寿命，条件允许时应尽量取大值。选取小带轮直径大带轮直径初定中心距确定基准长度查手册选基准长度计算实际中心距验算小带轮包角确定带的根数查手册单根带额定功率额定功率增量带根数其中是包角修正系数是带长修正系数带根数由计算得，带根数为根确定单根带预紧拉力是带单位长度质量，插手册作用在轴上的力设计计算减速机齿轮此处省略字。轴承的校核Ⅰ轴轴承的校核初选滚动轴承为型圆锥滚子轴承，其尺寸为基本额定载荷计算轴承支反力合成支反力轴承的派生轴向力轴承所受的轴向载荷因为是采用的直齿圆柱齿轮，所以齿轮本身不产生轴向力。轴承受到的轴向力均是有圆锥滚子轴承自身产生的。而且是大小相等，方向相反的对力。轴承的当量动载荷，轴承寿命因，故按计算查得载荷系数，温度系数圆锥滚子轴承，其尺寸为基本额定载荷基本额定载荷计算轴承支反力合成支反力轴承的派生轴向力轴承所受的轴向载荷因为是采用的直齿圆柱齿轮，所以齿轮本身不产生轴向力。轴承受到的轴向力均是有圆锥滚子轴承自身产生的。而且是大小相等，方向相反的对力。轴承的当量动载荷，，轴承寿命因，故按计算查得载荷系数，温度系数Ⅴ轴轴承的校核初选滚动轴承为型圆锥滚子轴承，其尺寸为基本额定载荷计算轴承支反延迟时间则取个均方根值雪崩概率随电极上过电压增大而增大，在倍过电压时还与气体种类有关，。根据式则由上式可见为了减少击穿的统计延迟时间，必须增大阴极的起始电子流。为此人们采取了许多方法，如紫外光照射阴极局部电场反射电子阴极介质膜的发射等。气体中的纳秒脉冲放电具有重要的地位，当过电压相当大时，放电形成时间和火花发展时间进入纳秒和亚纳秒范围。在这个时间范围内，脉冲击穿的特点是火花发展时间可以和些过程的时间雪崩增长到临界值时间和受激分子的发光时间相比较时，它会对放电的形成放电统计延迟时间和击穿时间的数值等产生影响，它与般间隙静态击穿会有所不同。从前面分析可知，如果雪崩临界长度，仅第次雪崩，是不能完成击穿的，必须考虑建立第二次和随后的多次雪崩。但如果，即那么，放电击穿是由大量的电子雪崩同时发展引起的。在这种情况下，放电在整个气隙空间里都存在。许多文献研究了气体中大量初始电子和少量初始电子引发的脉冲击穿特性。试验表明当初始电子数约为时，就可以完全消除放电统计延迟时间的分散性。放电形成时间可表示为式中，为加电压瞬间电流达到数值时的时间间隔，由此来试验确定放电形成时间。多电子引燃可以用来产生纳秒放电的脉冲大电流，可成功地消除对通道中放电电流的限制。少电子引燃在强电场中放电形成过程减缓。间隙中会出现雪崩中断现象，头部少量电子会形成新的次级雪崩，这样来，形成雪崩链向阳极传播，与流注不同，雪崩链穿过间隙时，由于导电率较小，不能形成击穿通道，需几次才能击穿。气体中介质的击穿场强，在静态电压下，对空气和氮气可表示为式中，为击穿电场强度为气体压力，是电极间有效间距表示非均匀电场的场强因子。电磁脉冲模拟器的性能分析脉冲波形主要影响因素分析在以上分析中，回路的及开关都被作为理想元器件，实际回路存在分布参数，开关也不是理想开关，这些都会对脉冲形成产生定的影响。气体火花间隙开关对波形的影响火花开关中形成流柱放电后，火花通道中就开始了电流的快速增长过程。在此期间，火花电阻从很大值变化到接近于零。火花间隙开关从实际上不导通状态过渡到导通状态的时间决定着负载上可能的最小脉冲上升时间。这过渡过程，可以用开关间隙上的电压或开关电阻与时间的关系来表征。根据火花通道中能量平衡的条件，德国和提出了个较为常用的火花电阻随时间变化的经验公式,式中，为火花电阻为放电电流为火花隙间距为开关中的气体压力为气体常数，对于空气和氮气。公式推导中，假定放电通道的内部能量完全消耗在电离过程分子激发和对电子汽的加热上，并且通道不扩张，通过电导率确定火花电阻从而推导出式。式中提出电阻电流和时间之间的关系，根据此式考虑火花电阻的阻值。对火花放电过程的分析指出放电的发展过程可引入个与火花电导率增长有关的特征时间常数来描述是比较方便的。火花间隙的时间常数为假如发生击穿时的电压不变，则根据巴申定律有常数，因此∝，即时间常数随着气体压力的增加而减小，导通过程加快。当为常数时，随着间隙长度的减