Энергия присоединения

Известно, что устойчивые ядра обладают наибольшей энергией связи и дополнительно присоединяемый нуклон к такому ядру связывается слабее (энергия присоединения нуклона мала). [c.182]

О наличии особо устойчивых ядер мож но судить по величине энергии связи. Устойчивые ядра обладают наибольшей энергией связи. Присоединяемые к ним дополнительные нуклоны должны связываться с ядром слабее (энергия присоединения нуклона мала). [c.185]

Рассмотрим ряд ядер, Н, аНе , 2He каждое из которых получается из предыдущего присоединением к нему одного нуклона. Значения энергии присоединения этого нуклона к трем первым ядрам соответственно равны 2,2 5,5 и 20,6 Мэе, т. е. быстро возрастают по мере приближения к последнему ядру. Однако если аналогичное построение продолжить и дальше, присоединив к ядру аНе еще один нуклон (протон или нейтрон), то оказывается, что (в обоих случаях) его энергия присоединения будет отрицательна и соответствующее ядро-продукт (aLi или гНе ) неустойчиво. Таким образом, ядро гНе , содержащее два протона и два нейтрона, т. е. дважды магическое ядро, является особенно устойчивым. Этот вывод подтверждается также тем, что ядра гНе (в виде а-частиц) испускаются при радиоактивном распаде. [c.185]

В табл.- 13 приведены приближенные значения энергии присоединения (в мегаэлектронвольтах) одного или двух нуклонов к некоторым четно-четным ядрам. [c.185]

В табл. 14 даны значения энергии присоединения нейтрона (в мегаэлектронвольтах) для ядер, содержащих в своем составе четное число нейтронов N и одинаковое число протонов Z. [c.186]

Из таблицы видно, что при N = 126 величина энергии связи испытывает резкий скачок на 2—3 Мэе. Точно такие же результаты получаются при сравнении энергии присоединения (Z + + 1)-го, протона для ядер, содержащих разное (но четное) число протонов и одинаковое число нейтронов (табл. 15). [c.186]

Существование дискретного спектра уровней при энергии возбуждения ядра, превышающей энергию присоединения нуклона, является необычным результатом. Например, в атомной физике аналогичной области энергий возбуждения (выше энергии ионизации) соответствует непрерывный энергетический спектр. Как можно объяснить дискретный характер спектра ядерных уровней [c.317]

Процесс возникновения кавитационных импульсов давления от пузырьковой кавитации схематически представляется следующим образом. В набегающем на тело потоке содержится очаг кавитации — пузырек. Попав в зону разрежения вблизи обтекаемого тела, он начинает расти под действием растягивающих напряжений. Рост продолжается до тех пор, пока кинетическая энергия присоединенной к пузырьку массы воды полностью не израсходуется, т. е. рост пузырька заканчивается за зоной разрежения увеличивающийся пузырек сносится потоком в область повышенного давления, где он начинает сокращаться. Если бы пузырек не содержал газа, то скорость его сокращения в конце была бы бесконечно большой. Но находящийся внутри пузырька 170 [c.170]

Скорость кристаллизации, как установил Г, В. Вульф [32], связана прямой зависимостью с энергией присоединения частиц к какой-либо грани кристалла эта энергия, в свою очередь, тем больше, чем больше поверхностное натяжение грани. Изучая процессы образования и роста кристаллов, А. В. Шубников показал [32], что грани, образующие со смежными гранями острые углы, не обладают способностью зарастать. Им же показано, что для фактического наступления кристаллизации расплава недостаточно только наличия термодинамического условия, отмеченного выше. Здесь важно также преодоление внутренних сопротивлений процессу построения кристаллической решетки. [c.11]

Зависимость Ка ионов побочных подгрупп второй и третьей групп с 18-электронной структурой от величины /—Н приведена на рис. 15, Эти данные свидетельствуют о том, что для ионов цинка, кадмия и ртути(II), не образующих комплексов в растворах хлорной кислоты, величина Ка увеличивается с ростом энергии присоединения, т. е. их взаимодействие действительно определяется ковалентными силами. [c.53]

Эта работа равна кинетической энергии присоединенной массы жидкости [c.260]

Изотермическое захлопывание пустой полости в несжимаемой жидкости было рассмотрено Рэлеем [19]. При движении стенок полости уменьшается ее объем и увеличивается кинетическая энергия окружающей жидкости. Приравнивая кинетическую энергию присоединенной массы окружающей жидкости к потенциальной энергии, по- [c.264]

И составляют кинетическую энергию присоединенной массы жидкости М = F/ o [c.199]

Перемена знака в формуле (1.2.11) указывает на то, что через каждые четверть периода происходит попеременно накопление кинетической энергии присоединенной массы жидкости и возвращение этой энергии снова источнику движения поверхности излучателя. [c.199]

Большой интерес к линейным ускорителям со стороны ученых вызван существенными преимуществами этих машин по сравнению с циклическими. К ним могут быть отнесены получение больших токов ускоренных частиц, возможность увеличения выходной энергии присоединением дополнительных секций простота ввода и [c.11]

Уравнения (11.33) при (11.34) получены в работе [38]. Рассмотрим на ИХ основе колебания одного, а потом двух пузырьков в жидкости. Один пузырь. Кинетическую энергию, присоединенную к пузырьку [c.44]

Суммарная (реактивная) энергия в несжимаемой жидкости оказывается равной энергии присоединенной массы 4яа р, движущейся со скоростью Vq поверхности монополя. [c.298]

Таким образом, в динамическом отношении погружение осциллирующей сферы в несжимаемую жидкость как бы увеличивает массу сферы на величину ( / ) яа р, равную массе среды в половинном объеме сферы, у эффективную добавку к массе называют присоединенной массой осциллирующей сферы. Кинетическая энергия присоединенной массы, колеблющейся со скоростью и, равна, как легко проверить, кинетической энергии несжимаемой жидкости при колебании погруженной в нее сферы со скоростью и. Динамическое поведение погруженной сферы при осцилляциях таково, как если бы на нее навесили 5ту присоединенную массу. [c.333]

На рис. 5 кривой 1 показана величина Рк, соответствующая порогу возникновения кавитации в воде на зародыше радиуса Во, вычисленная по выражению (6). Решение уравнения (7) дает кривую, практически (с точностью до ошибок построения) совпадающую с зависимостью, полученной из выражения (6). Сплошная часть кривой 1 соответствует радиусу полостей до 10" см. Такие малые размеры пузырьков затрудняют на первый взгляд теоретическое их рассмотрение. Применение макроскопических термодинамических параметров для описания системы из нескольких тысяч молекул может показаться мало обоснованным. Однако успешное развитие теории инициирования для пузырьковых камер показывает, что такое описание применимо даже для еще меньших систем [17]. Поэтому неудивительно, что расчет, произведенный для полостей радиуса меньше см, вплоть до межмолекулярного размера (пунктирная часть кривой 1), приводит приблизительно к предельной величине прочности, полученной из кинетической теории жидкости (см. 1). Кривая 1 не учитывает влияния частоты звука на порог возникновения кавитации, хотя такое влияние имеет место. Прежде всего из дифференциальных уравнений, описывающих поведение кавитационного пузырька во времени, например, [25], или других, приведенных в IV части, гл. 1, следует, что на изменение радиуса кавитационного пузырька оказывает влияние кинетическая энергия присоединенной массы жидкости. В указанных дифференциальных уравнениях эта энергия учитывается инерционными членами. Кривая 2 показывает зависимость Рк от Во с учетом присоединенной массы воды, влияющей на пульсацию пузырька. Эта кривая проведена через точки, соответствующие среднему звуковому давлению частоты 500 кгц и вызывающему возникновению кавитации на пузырьках различного радиуса. Часть этих точек (до В < 10 см) получена на основании численных [c.176]

Это означает, что подавляющая часть энергии, поглощаемой и отдаваемой кавитационными пузырьками, находится в виде кинетической энергии присоединенной массы жидкости. [c.263]

Анализ табл. 6 и рис. 15 показывает, что изменение значения р в пределах, характерных для реальных жидкостей, мало сказывается на величине х. Однако в жидкостях с большей плотностью эрозионная активность несколько падает (рис. 15). Результаты численного решения уравнений движения позволили установить, что уменьшение эрозионной активности жидкости с ростом р связано с уменьшением кинетической энергии присоединенной массы жидкости при постоянных значениях и /. [c.190]

Как известно 142], кинетическая энергия присоединенной массы жидкости определяется выражением [c.191]

Изменение кинетической энергии присоединенной массы жидкости в зависимости от плотности р [c.191]

Крепится на ребре или вершине кристалла. Количество выделяющейся при этом энергии зависит от геометрического положения участка, на котором происходит присоединение нового атома. Кроме того,- величина энергии зависит от типа связи в кристалле, а относительные изменения этой энергии в зависимости от того, к каким элементам поверхности присоединяется атом, могут оказаться совершенно различными для кристаллов с различным типом связи. Так, в ионных кристаллах энергия присоединения больше на выступах, углах и ребрах, так как эти места особо благоприятны для электростатического взаимодействия между ионами противоположного заряда силы отталкивания при этом по сравнению, например, с гладкой поверхностью минимальны. Для кристаллов с ковалентной связью наблюдается обратное соотношение энергия присоединения минимальна на выступах, вершинах и ребрах кристалла, поскольку в этих местах минимально число возможных ковалентных связей. На рост кристалла существенное влияние может оказывать процесс поверхностной диффузии. Наконец, примесные атомы, адсорбируясь на поверхности и мешая перемещению (росту) ступенек, могут существенным образом влиять на рост кристаллов. [c.202]

Место контроля или отбора энергии рабочей среды или присоединения аппарата [c.322]

Из этого равенства следует, что масса струи увеличивается во столько раз, во сколько раз уменьшается средняя квадратичная скорость. Так как вдоль свободной затопленной струн средняя скорость непрерывно снижается, масса струи непрерывно возрастает (ядро постоянной массы соединяется с присоединенной массой), а кинетическая энергия уменьшается. [c.49]

Для приближенных инженерных расчетов можно дальше упростить решение задачи [731. В частности, если принять 61 = 1, то это приведет к дифференциальным уравнениям, вытекающим из обычного уравнения Бернулли без учета влияния путевого расхода [45]. В уравнениях, полученных в работе [45], кроме того, вместо переменного по длине коэффициента сопротивления трения принят постоянный коэффициент сопротивления определяемый экспериментально и учитываюш.ий приближенно кроме потерь в самом подводящем (отводящем) канале изменение удельной энергии за счет отделения (присоединения) масс жидкости п произвольность выбора значения 61. [c.295]

Как ранее было указано, электрохимическая реакция присоединения электрона к иону водорода требует некоторой энергии активации, т. е. для того, чтобы процесс разряда ионов водорода шел на электроде с определенной скоростью, необходимо сообщить ему некоторый избыточный (против равновесного) потенциал, который определяется величиной перенапряжения водорода. Потенциал разряда водородных ионов с определенной скоростью к равен сумме равновесного потенциала водородного электрода и величины перенапряжения водорода, обозначаемой г]. Под величиной перенапряжения водорода понимают сдвиг потенциала катода при данной плотности тока 1п в отрицательную сторону по сравнению с потенциалом водородного электрода в том же растворе, в тех же условиях, но при отсутствии тока в системе. Поэтому расход электрической энергии на получение водорода электролизом больше, чем это определяется термодинамическими подсчетами. [c.42]

Место присоединения (для отбора энергии или измерительного прибора) [c.266]

Приравниваем кинетическую энергию маховика потенциальной энергии изгиба рамы. При этом вводим поправку на неупругий удар о присоединенную массу [c.504]

Кроме понятий энергии связи, удельной энергии связи на нуклон и коэффициента упаковки, в ядерной физике пользуются также понятием энергии связи или энергии присоединения последнего нейтрона и соответственно последнего протона. Энергия связи последнего нейтрона больше энергии связи последнего протона ё . Так, например, в диапазоне значений массового числа 84 -< < 104 средняя энергия связи последнего нейтрона при Z четном равна 8,480 Мэе, а при Z нечетном — 8,440 Мэе, т. е. примерно одинакова. Для энергии связи последнего протона имеем совершенно иное положение в этом же диапазоне А при четном Z средняя ёр = 8,960 Мэе, а при нечетном Z средняя Sp = 6,380 /И/, разница составляет — 2,580 Мэе. На рисунке 32 приведены значения как функции N—Z при Z = onst для четных и нечетных Z. Ядра с четным N имеют всегда большие значения энергии связи последнего нейтрона, чем соседние ядра с нечетным Л/. С увеличением числа нейтронов N в ядре величина (з уменьшается как по четным, так и по нечетным Z. На рисунке 33 приведена зависимость энергии связи последнего протона ёр от числа протонов при N = onst. Заметно монотонное уменьшение ёр с увеличением Z. [c.97]

Физический смысл энергии связи (отделения) нейтрона таков это энергия, которую надо сообщить ядру (А, Z), чтобы отделить от него нейтрон. Очевидно, что если провести обратный процесс слйяния ядра М (А — 1, 2) с нейтроном, то образуется ядро М Л, Z), причем выделится энергия, равная энергии связи нейтрона е . В этом случае ее иногда называют энергией присоединения (или прилипания) к ядру (Л — 1, Z), Ясно, что энергия отделения нейтрона от ядра (Л, Z) по абсолютной величине равна его энергии присоединения к ядру (Л — 1, Z). [c.40]

Это заключение полностью лодтверждается сведениями о структуре ядерных уровней, полученными из различных экспериментов. В части первой книг из анализа а- и р-распадов, а также сопровождающих их -излучений мы видели, что при относительно невысоких энергиях возбуждения ( 1—3 Мэе) тяжелого (А > 100) ядра уровни расположены сравнительно редко АЕ х = 100 кэв). Опыты по резонансному захвату медленных нейтронов показывают, что при энергиях возбуждения, слегка превышающих энергию присоединения нуклона ( 8 Мэе), расстояния между уровнями становятся гораздо меньше АЕ 1 —10 эв), хотя спектр уровней остается дискретным. Наконец,, при еще более высоких энергиях возбуждения (И 3>бп) уровни сближаются настолько, что начинают перекрываться, и спектр становится непрерывным. [c.317]

Таким образом, при переходе от изотопа 921J23S к изотопу 92lJ2 барьер деления Wf уменьшается, а энергия связи нейтрона Ёп возрастает и может превзойти барьер деления. Расчет и опыт показывают, что барьер деления для 92U равен 6,0 Мэе, а для 92U233 — 7 Мэе. Соответственно энергия присоединения нейтрона к ядру 92U 5 равна 6,5 Мэе, т. е. превышает барьер деления, а к ядру 920 примерно 6 Мэе, т. е. меньше барьера деления. [c.372]

Однако сорбируемость ионов In, Ga и Tl(III) не коррели-руется с величиной энергии присоединения, что по-видимому, связано с образованием таллий-перхлоратных ассоциа-тов, слабо сорбирующихся катионитом. [c.53]

Следствие 1. Если объем фиксирован, то кинетическая энергия, присоединенная масса и момент диполя экстремизи-руются свободной поверхностью тока. [c.115]

Зная мощность излучения, можно найти затухание пульсирующего осциллятора другим способом, чем в 89. В самом деле, при амплитуде скорости v поверхности пульсирующего шарика энергия, запасенная осциллятором, равна Е = (1/2) 4яа ру (амплитуда кинетической энергии присоединенной массы). Секундная же потеря энергии — dE/dt есть как раз мощность излучения и дается формулой (90.4). Отсюда находим dEldt = —каа>Е, [c.295]

Уравнения, описывающие поведение кавитационного пузырька в звуковом поле, меняющемся по закону = Рщ (Рщ амплитуда звукового давления со — частота звука), связывают кинетическую энергию присоединенной массы жидкости и сумму работ, производимых поверхностным натяжением, давлением газа в пузырьке и давлением в жидкости [3, 25] (см. часть IV, стр. 134). Численные решения этих дифференциальных уравнений показывают, что пузырек в полупериод растяжения приобретает некоторую скорость и, расширяясь по инерции до максимального радиуса Лщах> под действием положительного давления в жидкости захлопывается со все возрастающей скоростью. Такое поведение кавитационного пузырька качественно подтверждается скоростной киносъемкой, показывающей изменение его радиуса в отдельные моменты времени [30,31]. [c.183]

Полученные результаты обобп1 ены в табл. 7 (ро=0,5-10 к/ж ) Е — энергия присоединенной массы жидкости при р=Ро- [c.191]

Протекание жидкости через перфорированную пластинку (плоскую решетку) в пространство, не ограниченное стенками. Если поток равномерно набегает на перфорированную пластинку перпендикулярно ее поверхности, то струйки, вытекающие из отверстий, имеют одинаковые скорости и направление. Непосредственно за плоской решеткой жидкость движется отдельными свободными струйками, которые постепенно размываются и только на определенном расстоянии за решеткой сливаются в общую струю с максимальной скоростью на оси центральной струйкн (рис. 1.49, а, б). Каждая струйка за решеткой интенсивно подсасывает окружающую ее жидкость. При этом соседние струйки мешают притоку жидкости, увеличивающей присоединенную массу. Поэтому вокруг каждой струйки образуется циркуляция внутренних присоединенных масс (рис. 1.49, в), так что масса струек от выходного сечения О—О (х — 0) до сечения I—/ (х/с1 т- 5-т-8), где происходит слияние практически всех струек, остается постоянной. Только крайние струйки в случае неограниченной струи могут непрерывно подсасывать жидкость из окружающей среды, передавая ей часть кинетической энергии [40, 41 1. Так как увеличение массы центральных струек за счет окружающей среды затруднено, они начинают подсасывать соседние струйки. В результате все струйкн отклоняются к оси (рис. 1.49, в), и площадь поперечного сечения / -/ общего потока с массой, равной сумме масс всех струек, получается меньше начальной площади (сечения О—О), т. е. площади решетки. Согласно опытам [34], в этом сечении отношение средней скорости к максимальной = г ср/и г 0,7 при / =--== 0,03- 0,40. После суженного сечения поток расширяется по обычным законам свободных струй (см. выше) с увеличением общей массы за счет присоединенной массы из окружающей среды (см. рис. 1.49, а, в). На основании рис. 1.49, а а б относительное расстояние х/1/ Ек от решетки до самого узкого поперечного сечения общей струи, после которого она начинает расширяться, можно принять равным 0,6—0,7. [c.53]

Коэффициенты y.j, впервые введенные в [12], показывают долю диссипируемой кинетической энергии смеси из-за силового взаимодействия составляющих, переходящую непосредственно во внутреннюю энергию г-й,фазы. В связи с этил1 заметим, что составляющие межфазной силы F- , связанная с эффектом присоединенных масс и спла Магнуса приводят непосредственно к переходу части кинетической энергии макроскопического движения не во внутреннюю (тепловую) энергию фаз, а в кинетическую энергию мелкомасштабных течений внутри и около включений. Последняя, как уже указывалось, не учитывается в существующих феноменологических теориях взаимопроникающего движения, в ТОЛ числе и в данной главе, поэтому здесь силы и F i входят как диссипативные. Более точный учет эффекта этих сил дан в гл. 2-4. [c.37]

Здесь первое слагаемое в правой части описывает генерацию или обмен пульсационной энергии /сц, с кинетической энергией макроскопического движения за счет работы сил присоединенных масс, а второе — обмен энергии с энергией к- г радиального нульсационного движения. Последние слагаемые >4 и в (3.4.63) и (3.4.64) пренебрежимо малы по сравнению с только что упомянутыми, п их имеет смыс.л сохранять, только если по каким-то соображениям требуется точное выполнение закона сохранения полной энергии фаз. Таким образом, уравнения нульсационных энергий (3.4.63) и (3.4.64) в рамках принятой точности имеют вид [c.142]

Силой Архимеда /а, силой присоединенных масс fj и силами типа Бассэ можно пренебречь по сравнению с силой трения так же, как можно пренебречь и кинетической энергией пульса-дионного движения несущего газа по сравнению с pjfro в силу Pi/p2" l (см. обсуждение (3.7.8)). [c.216]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...