Константы столкновения

Это уравнение удовлетворяется любой из констант столкновения Сх- Обш ее решение уравнения (7.22) будет тогда иметь вид [c.293]

Теперь уже можно следовать рассуждениям гл. 7 с небольшими изменениями, касающимися некоторых деталей. Динамические уравнения для приведенных выше моментов можно получить из уравнений (9.3). Сначала, однако, обобщим константы столкновения [формулы (7.5)] следующим образом [c.338]

Чтобы получить систему уравнений гидродинамики, будем следовать методу, использованному при выводе уравнения (7.10). Уравнение (9.3) умножается по очереди на каждую из констант столкновения (9.14) полученные уравнения затем интегрируются по V и суммируются по S. Учитывая условия (9.15) и (9.16), из уравнения, содержащего в качестве коэффициента в подынтегральном выражении величину С ai, найдем [c.339]

Решая совместно те же уравнения (15) и (14) относительно константы столкновений, получим [c.18]

В качестве примера Н. М. Глаголев приводит две эмпирические формулы, в которых функции константы столкновений и теплоты активизации выражены через х. Однако эти формулы имеют лишь частный характер и поэтому не могут быть исполь- [c.23]

Константы скорости К] и представляют собой коэффициенты пропорциональности, учитывающие полноту столкновения молекул и их взаимную ориентацию в момент соударения. [c.213]

Константа Ь связана с величиной сил отталкивания она имеет размерность объема и характеризует уменьшение свободного объема, в котором движутся молекулы, из-за конечных размеров молекул. В не очень сжатом газе имеют место только двойные столкновения молекул. При столкновении двух молекул вследствие того, что молекулы не могут сблизиться до расстояния (между центрами их), большего диаметра молекулы о, существует объем, который недоступен для сталкивающихся молекул. Этот объем представляет собой сферу диаметром 2й (, (называемую сферой непроницаемости) и равен [c.199]

Рис. 18.2. Зависимость константы скорости обмена колебательными квантами при столкновении между молекулами СО [СО(у)+СО(и )—>-—+СО(и—1)+С0(иЧ1)] от колебательного квантового числа V молекулы (Т = 300 К) 13]

Рис. 18.1. Зависимость константы скорости колебательной релаксации молекулы СО при столкновении с атомом Не от колебательного квантового числа молекулы СО (у)+Не -СО (и—1)4-Не+Л [3]

Таблица 18.2. Константа скорости колебательной релаксации молекул HF (DF) при столкновении с невозбужденными молекулами HF (DF) к, 10 см /с

Таблица 18.23. Константа скорости тушения возбужденных атомов и молекул инертных газов при столкновениях с атомами и молекулами, 10-ч см /с (Г = 300 К) [14]

Таблица 18.24. Константа скорости тушения метастабильных атомов и молекул кислорода и азота при столкновениях, см

Таблица 18.28. Константа скорости k образования эксимерной молекулы при тройном столкновении А +В+С АВ +С, см /с (r=300 K) [26]

Константа скорости реакции взаимодействия между двумя заряженными частицами (ионами), м (с-моль), при условии, что каждое столкновение приводит к их объединению, определяется по уравнению + [c.262]

В общем случае константа скорости химических реакций зависит также от доли столкновения молекул, ориентированных на рассматриваемую реакцию, что количественно характеризуется так называемой энтропией активации Е , а вероятность надлежащей ориентации молекул определяется величиной AS a [c.469]

Постоянная А при элементарных реакциях характеризует число и характер столкновения молекул, а в общем случае — индивидуальные особенности материала. Из уравнений (6.1) и (6.2) следует, что чем больше энергия активации и, тем меньше при данных условиях константа скорости реакции К (но чем больше U, тем больше Т влияет на К). Для ориентировочной оценки зависимости К Т) можно использовать правило Вант-Гоффа, согласно которому при повьппении Т на каждые 10 К (при прочих равных условиях) К увеличивается в у раз. Таким образом, если известно значение Кто при 7J, то при температуре Г [c.199]

Здесь Spj (/vO — сумма интегралов столкновений в уравнении для Д, включающих только столкновения с переходами з-энергии, в которые вместо Д подставлены функции /№. Интегралы J f, ф) имеют то же значение, что и в (10.34), с той лишь разницей, что теперь и ф , относятся к одному и тому же Уз-состоянию, а фJ и — к другому Уз-состоянию, так как суммы и не включают интегралов столкновений с переходами Уз-энергии в другие виды энергии. Отсюда следует, что ф = а где —любая константа, зависящая от V3 и макроскопических параметров потока, есть решение однородного уравнения. Поэтому в рассматриваемом случае имеется не пять собственных функций, как в предыдущем случае, [c.190]

Считая молекулы жесткими шарами диаметром вычислить. константу Ван-дер-Ваальса Ь. Газ считать достаточно разреженным и учитьтать только парные столкновения молекул. [c.68]

Начиная с порога рождения пионов (Е ар 140 МэВ), восстановление ядерных сил по данным об упругом рассеянии осложняется неупругими каналами. С дальнейшим увеличением энергии роль неупругих каналов возрастает. При энергии 2—3 ГэВ полное сечение взаимодействия выходит примерно на константу, а сечение упругого рассеяния, оставаясь большим по величине, становится чисто дифракционным (см. гл. И, 6 и гл. IV, 9). В этой области энергии понятие ядерные силы теряет физический смысл нуклоны ведут себя как черные шары , поглощающие все падающие на них дебройлевские волны. Физика нуклон-нуклонных столкновений при таких энергиях рассмотрена в гл. VII, 7. [c.170]

Например, то же взаимодействие нуклон — нуклон, если оно происходит на сравнительно больших расстояниях (так называемые периферические столкновения), будет в основном идти через одно-пионный обмен (см. рис. 7.16), так как для узла рис. 7.15 Дт = т , а для всех других возможных виртуальных узлов величина Дш равна или больше 2т . Экспериментально периферические столкновения можно изучать, наблюдая нуклон-нуклонное рассеяние на малые углы. Таким образом, можно утверждать, что при рассеянии нуклон — нуклон на малые углы основную роль играет последовательность виртуальных процессов, изображаемая диаграммой рис. 7.16. По тем же причинам фоторождение пионов вблизи порога в основном идет в соответствии с диаграммой рис. 7.7. Кстати, именно в экспериментах по фоторождению пионов была впервые измерена константа связи снльн- [c.325]

Драматична история открытия позитрона и его аннигиляции. Началась с того, что Дирак в 1928 г. предложил для описания движения релятивистского квантового электрона замечательное уравнение, которое удивительно хорошо без всяких эмпирических констант описывало все известные тогда тонкие детали спектра атома водорода. Вскоре, однако, было подмечено, что уравнение Дирака имеет лишние решения, соответствующие отрицательным массам и энергиям электрона. Существование же отрицательных масс явно невозможно, так как в этом случае частица двигалась бы против силы и, например, диполь из двух частиц с разными по знаку массами саморазгонялся бы. Эти лишние решения не удавалось Очеркнуть, не портя уравнения и ряда проверенных на опыте выводов из него. Тогда Дирак в 1930 г. выдвинул идею, потрясшую его современников. Он воспользовался принципом Паули и принял, что вакуум — это такое состояние, в котором заполнены все состояния электрона с отрицательной энергией. В этом случае переход электрона в состояние с отрицательной энергией невозможен. Если же вырвать вакуумный электрон из состояния с отрицательной энергией, то образуется электрон с положительной энергией и дырка на бесконечном фоне заполненных состояний. Можно показать, что такая дырка будет вести себя как частица с положительной массой (энергией) и с положительным зарядом. Дирак поначалу отождествил эту дырку с протоном. Но ему вскоре указали, что, во-первых, масса дырки должна быть строго равной массе электрона, а, во-вторых, дырка будет аннигилировать при столкновении с электроном. Тогда Дирак объявил, что предсказываемая им дырка представляет собой новую еще не открытую элементарную частицу. В эпоху, когда элементарных частиц было известно всего три, такое предсказание было столь смелым, что в него не поверили даже авторы монографий того времени, посвященных уравнению Дирака. Но вскоре (С. Д. Андерсон, 1932) позитрон был открыт в космических лучах, [c.338]

В резонансной области энергий первое основное допущение кварк-партонной модели не выполнено. Поэтому все три этапа столкновения сливаются в один. Это означает, что партонная структура при этих энергиях еще не проявляется, так что за основные частицы приходится принимать сами барионы и мезоны. В таком подходе приходится проводить сложные и громоздкие количественные расчеты, базирующиеся на технике диаграмм Фейнмана, Главная трудность состоит в том, что константы связи адронных узлов велики по сравнению с единицей. Это означает, что в этих взаимодействиях нельзя выделить какой-то основной элементарный процесс, подобный виртуальному рождению фотона (см. рис. 7.9) в квантовой электродинамике. Поэтому в изучаемый процесс заметный вклад вносит большое число различных диаграмм. В электромагнитных взаимодействиях, как и во всех взаимодействиях с малой константой связи, соблюдается простое правило чем больше узлов имеет диаграмма, тем меньше вероятность описываемого этой диаграммой механизма. В сильных взаимодействиях вероятность того или иного механизма практически не зависит от числа узлов в соответствующей диаграмме. Определяющим фактором здесь становится степень виртуальности промежуточных частиц. [c.384]

Константа ко определяется общим числом столкновений молекул между собой, значение же энергии активации вносит поправку на эффективность соударений, так как если энергия молекул меньше Е, то молекулы будут нереакционноспособны. [c.226]

Боденштейн [76], первоначально полагавший, что окисление N0 кислородом — элементарный тримолеку-лярный процесс, объяснял температурную зависимость константы скорости 3-го порядка, исходя из предположения о том, что с ростом температуры снижается число тройных столкновений Z. [c.50]

М. 11. справедливо, если процессы решёточного и примесного рассеяний независимы и изотопны. В действительности необходимо учитывать корреляцию между ними. Значит, отклонение от М. п. связано с зависимостью Poi ) в области низких темп-р. Такие отклонения происходят по неск. причинам 1) примесь вносит локальное искажение решетки, что приводит к неупру-гому рассеянию электронов на квазилокальных н локальных колебаниях решётки 2) примесь часто влияет на упругие константы, соответственно меняется 11 колебат, спектр решётки 3) примесь действует на зонную структуру, сдвигая уровень Ферми, изменяя плотность состояний и эффективную массу носителей заряда 4) нек-рые дефекты, напр. дислокации, рассеивают анизотропно 5) неупругость столкновений электронов особенно существенна в металлах с разбавленными магБ. примесями, т. к, обусловливает Копдо эффект. Это приводит к минимуму в зависимости p(iT) при низких темп-рах. [c.74]

Среды с ориентавдонной нелинейностью. Если изотропная среда состоит из анизотропных молекул, повернутых случайным образом в пространстве, то в поле световой волны наводимью у молекул дипольные моменты оказьшаются непараллельными вектору электрического поля и на молекулу начинает действовать вращающий момент М= РЕ]. Если интенсивность поля достаточно велика для того, чтобы указанный момент превы-шл воздействия из-за столкновения с соседями, то молекулы начнут поворачиваться, стараясь ориентироваться по полю. Это приведет к наведенному двулучепреломлению и изменению показателя преломления среды — так назьшаемому высокочастотному эффекту Керра. Классической средой, в которой наблюдается описанный эффект, является сероуглерод. Время релаксации наведенного изменения показателя преломления определяется Временем разворота молекул под воздействием столкновений с соседями. Так, для S2 характерное время релаксации То 10 с. Этот интервал существенно короче процессов диффузии молекул. Поэтому в такой среде с одинаковой эффективностью записьшаются как пропускающее, так и отражательные решетки. Из-за малого времени жизни константа нелинейности мала б2 10 см /эрг. [c.59]

Однако следует четко представлять, что традиционная теория броуновского движения является лишь полуфеноменологической. Конечное состояние равновесия не было выведено из теории, а, наоборот, было введено в нее. Важный параметр фиксируюпщй временную шкалу эволюции, предполагался заданным. Так же как и константа а, он содержит все сложные динамические процессы механизма столкновения. [c.15]

Локальная скорость u (x t) определяется именно зтим уравнением. Поскольку величина р (1) является константой, ясно, что От и От обращаются в нуль [см. (12.1.15), (12.1.16)]. Более того, От = О, ибо т — инвариант столкновений. Таким образом, получаем известное гидродинамическое уравнение непрерывности [c.66]

Используя очень простые соображения, мы получили весьма ясное представление о характере собственных значений оператора -столкновений К. Реальное вычисление собственных значений, т. е. вычисление константы б в уравнении (13.1.24), приводит к очень сложной задаче, решение которой до сих пор не получено. Поразительно, однако, что, как будет видно из дальнейших разделов, простых результатов даяного раздела достаточно для построения теории коэффициентов переноса. [c.90]

Смотреть страницы где упоминается термин Константы столкновения : [c.272] [c.546] [c.18] [c.227] [c.394] [c.395] [c.35] [c.180] [c.485] [c.111] [c.169] [c.355] [c.358] [c.618] [c.377] [c.461] [c.8] [c.469] [c.46] [c.244] [c.98]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...