Столкновения траектория

Пример. Отклонение тяжелых частиц легкими. Это хорошо известная задача. Частица массы Mi упруго сталкивается с частицей массы первоначально находившейся в покое относительно лабораторной системы отсчета (рис. 6.9). При столкновении траектория Mi отклоняется на угол 0ь Максимально [c.185]

Как и в 16, обозначим через Ь наименьшее расстояние от молекулы которого достигла бы молекула т при отсутствии взаимодействия, т. е. если бы обе молекулы все время двигались по тем же прямым, по которым они двигались до столкновения. Траектория, описываемая молекулой т при центральном движении Е, будет, таким образом, иметь форму кривой линии, изображенной на рис. 7, которая простирается в обе стороны до бесконечности обе асимптоты этой кривой находятся на расстоянии Ь от яг , Так как при этом до столкновения скорость молекулы т относительно равна g, удвоенная [c.193]

Прежде всего важно отметить, Что всюду в этой книге, где будет говориться о проводимости газа, Уе означает так называемую скорость дрейфа электронов, которая значительно меньше скорости их беспорядочного теплового движения. В отсутствие электрического поля электроны совершают лишь беспорядочное движение со средней скоростью выше 10 сж/се/с. При этом часто происходят столкновения электронов с молекулами газа. В промежутках между столкновениями траектории свободного пробега электронов прямолинейны и беспорядочно ориентированы и средняя скорость в л ю б о м и а-правлении равна нулю. Действие электрического поля X заключается в том, что к каждому электрону прикладывается направленная вдоль поля сила, в результате чего на скорость теплового движения накладывается составляющая скорости, параллельная полю. Таким образом, средняя скорость в направлении, параллельном полю, равна уже не нулю, а Ve, т. е. скорости дрейфа. Следует добавить, что, помимо того, что поле X вызывает появление скорости дрейфа, оно, как мы увидим далее, приводит также к повышению средней скорости беспорядочного движения электронов. [c.11]

До и после столкновения траектория точки х= (.Г), хг) является прямой. Моменту столкновения отвечает некоторое положение точки X на границе 2= Х1=Х2 . Пусть т — единичный вектор, касательный к 2 в точке хе2. Нетрудно сосчитать, что этот вектор имеет компоненты [c.12]

Физическая картина столкновения с мишенью характеризуется долей частиц т), падающих на поверхность. Величина т] определяется как отношение площади поперечного сечения набегающего потока, в котором частицы данного размера сталкиваются с мишенью, так как их траектории пересекаются с ее поверх- [c.209]

Движущаяся молекула столкнется с неподвижной, если центр последней в поперечном направлении смещен от траектории движения на расстояние не более с1. Поэтому вероятность столкновения на участке пути длиной (И равна вероятности того, что какая-то из неподвижных молекул будет лежать в пределах цилиндра, ось которого совпадает с траекторией, площадь сечения ст = и высота [c.30]

Вследствие этого сила тока высокоскоростных ионов, получаемого этим косвенным способом, сравнима с силами токов, обычно получаемых методами прямого ускорения с применением высокого напряжения. Более того, фокусирующее действие приводит к образованию очень узких ионных пучков (с диаметром поперечного сечения менее 1 мм), являющихся идеальными для экспериментального изучения процессов межатомных столкновений. Гораздо меньшее значение имеет вторая особенность метода, заключающаяся в применении простого и весьма эффективного способа корректировки магнитного поля вдоль траектории ионов. Это дает возможность легко добиться эффективной работы прибора с очень высоким коэффициентом усиления (т. е. отношением конечного эквивалентного напряжения ускоренных ионов к приложенному напряжению). Вследствие изложенного описываемый метод уже на его нынешней стадии развития представляет собой высоконадежный и экспериментально удобный способ получения высокоскоростных ионов, требующий относительно скромного лабораторного оснащения. Более того, проведенные опыты показывают, что этот косвенный метод многократного ускорения уже сейчас создает реальную возможность для получения в лабораторных условиях протонов с кинетическими энергиями свыше 10 эВ. С этой целью в нашей лаборатории монтируется магнит с площадками полюсов диаметром 114 см. [c.146]

При решении задач, связанных с процессами столкновений, и вычислении силы, действующей на частицу, в предположении прямолинейности траектории мы ограничиваемся так называемым импульсным приближением. Связь между F dt я составляющей изменения импульса по оси х рассмотрена в гл. 5. Импульсное приближение часто бывает эффективным при условии, что истинная траектория не слишком отличается от прямой, по которой частица двигалась бы при отсутствии взаимодействия. [c.420]

Здесь Мр — масса покоя протона, am — масса покоя электрона. Однако примерно в одном столкновении из ста АЕ и Др оказываются не равными нулю. Этого следует ожидать, когда при такого рода электронно-протонных столкновениях образуется незаряженная частица (не оставляющая видимых следов своей траектории). Но подобное положение наблюдалось бы и в том случае, если бы сохранение импульса и энергии не всегда соблюдалось. Как определить, какая из этих двух возможностей имеет место Многозначительным является тот экспериментальный результат, что во всех столкновениях при различных значениях и направлениях векторов р[ и р2 недостающая энергия всегда положительна. Если бы она оказалась отрицательной, мы не могли бы утверждать, что недостающая энергия превратилась в энергию покоя и кинетическую энергию ненаблюдаемых частиц. Еще важнее то, что в тех случаях, когда рождается только одна невидимая (нейтральная) частица массы М, уносящая часть энергии АЕ и часть импульса Др, эти две величины должны быть всегда связаны соотношением [c.432]

V в направлении оси Ох. Обозначим через S энергию этой частицы, через т массу электрона, через NZ число электронов в 1 Л4 , через Z порядковый номер элемента, через Ь минимальное расстояние электрона от траектории пролетающей частицы, называемое прицельным параметром. Опишем круговой цилиндр радиусом, равным прицельному расстоянию Ь, с осью, совпадающей с траекторией частицы, таким образом, чтобы боковая поверхность цилиндра проходила через точку, в которой находится электрон (рис. 1). Будем принимать, что взаимодействие-столкновение частицы с атомным электроном не оказывает существенного влияния на траекторию пролетающей частицы, а координаты, электрона заметно не изменяются за время взаимодействия-столкновения, т. е. если Л [c.18]

При прохождении а-частицы через вещество происходит изменение направления ее полета в результате взаимодействия с зарядами, входящими в состав атома. При этом столкновение с электроном не должно сильно сказываться на траектории а-частицы, так как масса ее приблизительно в 7000 раз превосходит массу электрона при встрече с а-частицей электрон значительно сместится без заметного изменения пути а-частицы. Напротив, столкновение с положительно заряженной частью атома может вызвать более или менее резкое изменение направления движения а-частицы. [c.719]

Наряду с рассмотренной выше существует и другая модель жидкости, согласно которой жидкость представляет собой систему твердых сфер, движущихся между столкновениями по браунов-ским траекториям, возникающим в результате столкновений вс щд-ствие притягивающей части потенциала. Поскольку последние из отмеченных столкновений нарушают временную корреляцию движения частиц, это движение можно рассматривать как некоррелированное. На основе сделанных предположений можно написать кинетические уравнения для функций распределения и, решая их, найти кинетические коэффициенты. [c.195]

Сама пролетающая частица при столкновении с отдельным электроном мало отклоняется от своего пути из-за ее большой массы (сравнительно с массой электрона). К тому же и эти малые отклонения почти целиком компенсируют друг друга при огромном числе хаотически ориентированных столкновений. Поэтому траектория тяжелой заряженной частицы в веществе практически прямолинейна. [c.433]

При прохождении в веществе изменяется траектория движения электронов из-за упругих столкновений с атомами твердого тела, происходит их рассеяние и потеря энергии в результате торможения. Потери энергии электронами в основном связаны с неупругими столкновениями с атомами и свободными электронами, в результате которых [c.252]

Геометрические параметры станка. Геометрические параметры используются для условного или реалистичного представления станка. Эти параметры необязательны, можно дать определение станка без создания его геометрической модели. Заметим, однако, что более детальное представление станка позволяет точно контролировать столкновения элементов станка при движении инструмента по траектории. [c.87]

В ряде случаев схему возникновения внезапного отказа можно представить как возможность столкновения движущегося по случайной или известной траектории объекта (рис. 45, в) с препятствиями 2, распределенными в пространстве случайным образом. Они имеют некоторую плотность заполнения пространства которая и определяет вероятность столкновения. Такая схема может иметь место при движении транспортных [c.145]

Уточним понятие эффективного сечения атома по отношению к данному типу столкновений. Для этого сперва введем понятие о полном сечении атома. Предположим, что узкий пучок частиц, движущихся по параллельным траекториям с одинаковыми скоростями, пронизывает газ, в котором имеется, атомов в единице объема. Пусть в начале пути пучка через единицу его поперечного сечения в единицу времени пролетает Яц частиц. Число столкновений dn, которое частицы испытывают на длине пути пучка dx, можно положить равным [c.430]

Введем в рассмотрение параметр столкновения р, т. е. наименьшее расстояние между частицей А и траекторией частицы В эту траекторию будем [c.493]

Столкновения. Следуя (79.13), предполагалось, что точкам С я С можно придавать произвольные смещения 6у и дуг в пространстве PH, однако существуют важные частные случаи, в которых этого нельзя делать. Рассмотрим в пространстве QT луч или траекторию Г, соединяющую точки В я В (рис. 38). Предполагаем, что в области M QT, содержащей точку В, функция Q x, у) не зависит от первой группы аргументов, т. е. от X, и что то же имеет место в области М, содержащей точку [c.263]

По мере приближения двух протонов друг к другу с ла электрического отталкивания между ними увеличивается, и застав-ляет их изменить траекторию, ведущую к столкновению. [c.96]

Число столкновений молекул и средний свободный пробег. Столкновения молекул, при которых они ведут себя, как упругие шары, делают траекторию молекулы ломаной, зигзагообразной линией. Прямолинейные отрезки пути от столкновения до столкновения — свободные пробеги длина их весьма разнообразна, но средняя величина их для некоторой температуры и давления, определяемая по большому числу молекул, постоянна. [c.433]

В Г. я. важную роль играет рассеяние электронов поверхностью образца если траектория электронов замкнута, то поперечная проводи.мость осуществляется путём столкновений. Поэтому поверхностное рассеяние приводит к увеличению проводимости в приповерхностном слое, что находит отражение в зависимости Др/р от J-f для образцов конечных размеров (статический скип-эффект, си. также Размерные эффекты). [c.396]

Ясно, что на длине свободного пробега молекула в среднем должна испытать как раз одно столкновение. Будем считать молекулы шариками диаметра д. Проходя путь X, данная молекула в принципе могла бы столкнуться с теми молекулами, центры которых смещены от траектории ее движения на расстояние не более д (см. рис. 1.3). Таким образом, центры этих опасных молекул должны лежать в пределах цилиндра длины X и радиуса д, с осью вдоль траектории. Их среднее число в таком цилиндре равно пстХ, где п — плотность числа молекул, ст = пд — площадь цилиндра. И это число должно быть равным единице паХ = 1. Отсюда [c.36]

Опыты Резерфорда показали, что наряду со случаями отклонения а-частиц на малые углы довольно часто происходят столкновения, вызывающие крутой поворот траектории а-частицы, в частности, даже ее отбрасывание назад. Точные и тщательные исследования законов рассеяния а-частиц, выполненные Резерфордом и его сотрудниками, в первую очередь Чэдвиком, позволили прийти к выводу, что положительный заряд атома сконцентрирован в очень малой центральной его части, называемой ядром и имеющей размеры, не превышающие 10" см. [c.720]

К сожалению, в настоящее время теория радиационного повреждения осколками деления развита недостаточно. Схематично модель радиационного повреждения а-урана осколками деления имеет следующий вид. Для описания пространственного распределения дефектов, образующихся на пути пробега осколками деления (или первично выбитого атома решетки, обладающего достаточно высокой начальной энергией), Бринкманом [31] было введено понятие пика смещения. Бринкман делит траекторию быстрой частицы на две части на первом, высокоэнергетичном участке, остаются только точечные дефекты, тогда как на втором точечные дефекты уже не могут образовываться. С уменьшением скорости тяжелой частицы длина пробега между последующими столкновениями резко сокращается и становится сравнимой с межатомным расстоянием, вследствие чего создаются условия для быстрой передачи остатка кинетической энергии атомам среды. В этой области соударения перестают быть независимыми, они образуют пик или зону смещения. [c.199]

Цеитр. часть установки (центр, детектор) представ.ия-ет собой дрейфовую камеру в маги, иоле, к-рая позволяет восстановить траектории частиц, рождающихся при столкновении рр, и определить их имиульсы. Цеитр. детектор вдоль своей длины (6 м) окружён 48 полуципиНдрич. электронно-фотонными И. к., в к-рых поглощаются электроны, позитроны и фотоны и к-рые измеряют энергию ятих частиц. Они состоят из слоев сцинтиллятора и РЬ, Энергичные адроны проникают через них в адронный Kaj opnMeTp, к-рым слу- [c.192]

Координатные детекторы, локализующие траектории первичной и вторичных частиц, обладают пространств, точностью 0,1—0,2 мм при размерах в неск, м . В случае неподвижной мишени для этих целей используют годоскопы сцинтилляц. детекторов и плоские проволочные пропорциональные и дрейфовые камеры большой площади. В коллайдерах область столкновения частиц окружают многослойными про-волочны.ми цилиндрич. пропорциональными и дрейфовыми камерами (т. н. центр, детекторы). Центр, детекторы позволяют не только реконструировать пространств, картину наблюдаемых многочастичных событий, но иногда идентифицировать вторичные адроны по ионизации в газе. [c.424]

В плазме пробеги частиц могут быть самыми разнообразными. При давлении порядка атмосферного в низкотемпературной плазме длина свободного пробега невелика (—1СГ см), хотя она и больше пробега в коиденсиров. средах. В высокотемпературной плазме длины свободных пробегов частиц очень велики. Так, напр., в токомаках длина свободного пробега —10 см при Не — см и Те — 10 кэВ. В этих условиях траектории заряж. частиц определяются преим. не столкновениями, а полями, существующими в плазме, и имеют очень сложный вид, а связь > с В теряет локальный характер (см. Переноса процессы). Такое отличие длины свободного пробега, а следовательно и свойств проводимости высокотемпературной плазмы ох низкотемпературной, объясняется тем, что сечение кулоновского столкновения заряж. частиц быстро надает (а длина свободного пробега растёт) с ростом относит, энерг ГИИ / сталкивающихся частиц [c.131]

Образование пузырьков. Быстрая заряж. частица выбивает на своё.м пути в веществе электроны разных энергий (а-электроны). ЭлектроИы достаточно больших энергий, удаляясь от траектория, в свою очередь, выбивают вторичные о-электроиы и т, д. В результате многократных столкновений с атомами жидкости а-электроны тормозятся вблизи траектории и вызывают дополнит, нагрев жидкости в области радиусом г. Это приводит к образованию центров кипения — зародышей. Образовавшийся зародыш пузырька радиусом г больше нек-рого критич. г р будет расти за счёт испарения окружающей его жидкости во внутр. полости пузырька. Величина Гцр определяется соотношением [c.177]

Смотреть страницы где упоминается термин Столкновения траектория : [c.185] [c.187] [c.432] [c.435] [c.67] [c.65] [c.145] [c.252] [c.73] [c.8] [c.236] [c.394] [c.439] [c.620] [c.44] [c.60] [c.236] [c.291] [c.571] [c.597] [c.119] [c.129]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...