Ионизация первой степени

Интенсивность турбулентности 55 Ионизация первой степени 454 [c.527]

Линейная плотность ионизации — размерность L-, единица — метр в минус первой степени (т- м ). [c.18]

Коэффициент объемной электронной ионизации. Двигаясь в электрическом поле, электрон приобретает способность ионизовать газ. Число ионизаций которые в среднем производит электрон на единице своего пути в направлении поля, называется линейным коэффициентом ионизации или первым коэффициентом Таунсенда. Второе название обусловлено тем, что этот коэффициент был введен Таунсендом в его теории несамостоятельного разряда в газе. Измеряется щ единицами длины в минус первой степени (м- , см- ). [c.268]

Метр в минус первой степени (м-i) — единица линейной плотности ионизации, линейного коэффициента ослабления, замедляющей способности среды, макроскопического сечения взаимодействия. [c.91]

Линейная плотность ионизации, линейный коэффициент ослабления, замедляющая способность среды, макроскопическое сечение взаимодействия метр в минус первой степени т ст- хт- М- СМ- мкм- [c.73]

Что касается свободно-свободных переходов, то для поглощения кванта необходимо, чтобы электрон пролетел в момент поглощения очень близко от иона — столкнулся с ионом (свободный электрон не в состоянии поглотить квант, он может только рассеять его). Поэтому коэффициент тормозного поглощения пропорционален как числу ионов, так и числу свободных электронов в 1 еле %тор М+ е. Говорить об эффективном сечении иона Отор = >Стор/Л + можно только в условном смысле, так как это сечение пропорционально плотности свободных электронов. Оказывается, однако, что в случае неполной ионизации коэффициент тормозного поглощения пропорционален только первой степени плотности газа, так как плотности пропорционально само произведение N+Ne. Для квантов, наиболее распространенных при данной температуре, коэффициент тормозного поглощения примерно на порядок меньше коэффициента связанно-свободного поглощения. [c.102]

Наиболее просты расчеты в области первой ионизации, где степень ионизации можно вычислять просто по формуле (3.46). Начинающаяся ионизация дает значительный вклад в теплоемкость и энергию газа и учет ее совершенно необходим нри вычислении термодинамических функций. [c.169]

С точки зрения экспериментального изучения ионизации в ударной трубе особенно привлекательны одноатомные газы. Благодаря отсутствию ряда степеней свободы, которыми обладают молекулярные газы, в одноатомных газах легче достигаются высокие температуры - 15 ООО— 20 000° К. Одноатомные газы благоприятны и для проверки теории явления, так как ионизация (первая) является единственным релаксационным процессом, расширяющим фронт ударной волны. [c.390]

Ионизация верхней атмосферы в сильной степени определяется влиянием Солнца степень ионизации изменяется со временем суток, с сезоном и фазой цикла солнечной активности. Сильное влияние на ионизацию оказывает также бомбардировка атмосферы частицами солнечного происхождения, вызывающими магнитные бури и полярные сияния. Область Е предположительно соответствует области диссоциации О2—>-0-1-0, а область D — ионизации О2, соответствующей первому потенциалу ионизации. Максимумы ионизации областей F, и р2 располагаются примерно на высоте 200 и 272 км соответственно. В течение ночи области F[ и F2 сливаются, образуя один слой ионизации. Слой D ночью исчезает, а слой Е заметно рассасывается. [c.1196]

Кроме обычных параметров состояния р, о, Т плазма характеризуется еще двумя дополнительными параметрами степенью диссоциации а и степенью ионизации (3 первый из них характеризует количество распавшихся молекул, второй — количество ионизированных частиц. Таким образом, уравнение состояния плазмы принимает вид [c.196]

Приближенное выражение для определения величины расщепления дублетных термов можно получить, обобщая формулу (8), с теми же допущениями, как и в обычной теории мультиплетов. А именно полагается, что орбита валентного электрона характеризуется эффективным квантовым числом п и является проникающей, т. е. состоит из двух петель. Первая из них лежит вне атомного остова и соответствует, следовательно, эффективному заряду ядра Z = -z, где 2 —степень ионизации (2 = 0 1 соответственно для нейтрального атома и для однажды ионизованного атома и т. д.) вторая петля лежит внутри атомного остатка и соответствует эффективному заряду Z тогда [c.544]

Атомные частицы, проходя через вещество, теряют энергию двумя способами. Во-первых, они могут возбуждать или вырывать атомные электроны во-вторых, они могут передавать энергию атому в целом при ядерных столкновениях. В связи с этим прохождение атомных частиц через вещество представляет сложную задачу многих тел. Однако ввиду большой массы ядра по сравнению с массой электрона можно с приемлемой степенью точности провести различие между ядерными столкновениями , при которых импульс и кинетическая энергия частицы переходят в поступательное движение атома как целого, и электронными столкновениями , при которых энергия передается атомным электронам и происходит возбуждение или ионизация атома. Ядерные столкновения относят к разряду упругих в отличие от неупругих столкновений при обмене энергией налетающей частицы с электронной подсистемой вещества. [c.198]

Здесь t — любая точка на веществ, оси времени, т — точка в верхней полуплоскости комплексного времени 1, в к-рой Д (т) = 0. В случае степенной малости (напр., в процессах кулоновской ионизации атомов медленными тяжёлыми частицами) вероятности Н. п. находятся в первом приближении Борна — Фока (М. Вот), установленного в 1928 [c.249]

Задача решалась в два этапа. На первом этапе были вычислены термодинамические функции компонент воздуха и константы равновесия для реакций диссоциации, образования N0 и ионизации. На этом этапе задача фактически сводилась к вычислению соответствующих статических сумм для внутренних степеней свободы частиц. [c.277]

Первая стадия процесса должна обеспечивать наряду с регулируемой скоростью и площадью распыления отсутствие в потоке конденсированной фазы в виде жидких или твердых частиц. Во второй стадии необходимо стремиться к формированию потока с максимальной степенью ионизации паровой фазы. Третья стадия определяется предыдущими процессами. [c.374]

В качестве особенно наглядного примера вычисления Цр рассмотрим опять случай СОг-лазера, На рис. 3,25 представлены результаты численного расчета для двух газовых смесей СО2 N2 Не = 1 2 3 и 1 0,25 3. На рисунке представлена доля полной мощности накачки, идущей в различные каналы возбуждения, как функция отношения S р. Кривые / представляют мощность накачки, затрачиваемой на упругие столкновения, на возбуждение вращательных уровней основного состояния молекул N2 и СО2, а также на возбуждение нижних колебательных уровней СО2. Кривые III к IV определяют мощность, идущую соответственно на электронное возбуждение и ионизацию, а кривые II — мощность накачки соответственно верхнего (001) лазерного уровня молекулы СО2 и первых пяти колебательных уровней молекулы N2, Если передача энергии между молекулами N2 и СО2 происходит с достаточной эффективностью, то всю эту мощность накачки можно рассматривать как полезную. Таким образом, кривая II дает КПД накачки rip. Заметим, что, как упоминалось выше при рассмотрении электронной температуры (которая в данном случае не имеет смысла, поскольку распределение электронов далеко не максвелловское), существует оптимальное значение Sjp. При слишком малых р мощность накачки в большой степени теряется на упругие столкновения и возбуждение нижних колебательных [c.152]

На основании проведенных экспериментов следует считать, что на интенсивность процесса плазменной резки, а следовательно, и на форму кромок в значительной степени оказывают влияние конструктивные размеры канала сопла, а также расстояние между соплом и электродом. Анализируя полученные данные, можно заметить сходство процессов, происходящих в рассмотренных в п. 2.3 вариантах плазменной резки. Во-первых, в том и другом случае (при увеличении длины канала сопла и удалении сопла от электрода) обеспечивается лучшая фокусировка столба дуги. Во-вторых, высокая кинетическая энергия в дуге в том и другом случае достигается не за счет прохождения большого объема газа, а вследствие увеличения скорости истечения плазмы при повышении давления газа в полости сопла. В случае использования сопла с удлиненным каналом происходит задержка газа в канале сопла и в межэлектродном пространстве. Дуга оказывает более интенсивное воздействие на его ионизацию, т. е. полнее используются теплофизические свойства газа. В случае увеличения расстояния между электродом и соплом увеличенный отрезок столба дуги, находящийся в полости сопла, создает более интенсивный тепловой обмен с находящимся в прикатодном пространстве газом. Происходит предварительный подогрев газа. Положительное влияние предварительного подогрева газа было отмечено исследователями в работах [10, 88]. Попадая в канал сопла, газ уже имеет начальную температуру, поэтому он легче и полнее ионизируется, обеспечивая высокие тепловые [c.62]

Пост для ручной сварки в аргоне вольфрамовым электродом по своему устройству несколько отличается от поста для сварки покрытыми электродами. Сварочная дуга в аргоне зажигается труднее, чем при сварке на воздухе, из-за отсутствия в столбе дуги отрицательных ионов, что требует более высокой степени ионизации нейтральных частиц. Поэтому для облегчения зажигания и устойчивого горения в аргоне сварочной дуги переменного тока используют источники питания с повышенным напряжением холостого хода или в сварочную цепь вводят осцилляторы. Осцилляторы применяют также при сварке дугой малой мощности и при колебаниях напряжения в силовой сети. Они позволяют зажигать дугу даже без соприкасания электрода с изделием. Осциллятор питает сварочную дугу токами высокой частоты и высокого напряжения параллельно со сварочным трансформатором. Переменный ток высокой частоты не поражает жизненно важных органов человека. Поэтому ток напряжением в несколько тысяч вольт и частотой в сотни и миллионы герц безопасен для человека. Используемые осцилляторы имеют мощность 45—100 Вт, частоты подводимого к дуге тока 150—260 тыс. Гц и напряжение 2—3 тыс. В. Кроме того, пост для ручной сварки вольфрамовым электродом имеет систему обеспечения электрододержателя (горелки) защитным газом. Электрододержатель служит для закрепления вольфрамового электрода и подвода к нему сварочного тока и защитного газа. Он состоит из головки, корпуса, вентиля, рукоятки, газо- и токоподводящих коммуникаций (рис. 5). Для ручной сварки легированных сталей, цветных металлов и их сплавов применяют электрододержатели (горелки) нескольких типов. Электрододержатели ЭЗР-5-2 и ЭЗР-2 работают на постоянном и переменном токе (с осциллятором) и имеют естественное воздушное охлаждение. Первый из них предназначен для сварки металла толщиной 1 мм при наибольшем рабочем токе 80 А, а второй — для сварки металла толщиной 2,5 мм при 160 А. Диаметр вольфрамового электрода соответственно 1 1,5 мм и 1,5 2 3 мм. Горелка ЭЗР-4 предназначена для сварки металла толщиной до 15 мм при токе 500 А, имеет водяное охлаждение. Вольфрамовые электроды применяются диаметром 4,5 и 6 мм. [c.25]

Катодная область. Процессы, протекающие в области катодного падения напряжения, играют важную роль в сварочных процессах. Область катодного падения напряжения является источником первичных электронов, которые поддерживают газы дугового промежутка в возбужденном ионизированном состоянии и переносят на себе в силу большой подвижности основную массу заряда. Отрыв электронов с поверхности катода вызывается в первую очередь термоэлектронной и авто-электронной эмиссией. Энергия, расходуемая на вырыв электронов с поверхности катода и наплавление металла, в некоторой степени возмещается энергией из столба дуги за счет потока положительно заряженных ионов, отдающих на поверхности катода свою энергию ионизации. Процессы, происходящие в области катодного падения напряжения, можно представить по следующей схеме [c.40]

Экспериментальные данные о многофотонных сечениях процесса ио низации атомарных ионов приведены лишь в одной работе [8.49] для случая ионизации атомов благородных газов. Помимо больших ошибок экспери мента, эти данные в принципе являются лишь приближенными, так как в процедуре вычисления использовались два упрощающих предположения 1) все процессы ионизации являются прямыми пороговыми процессами, идущими из основного состояния иона 2) все степени нелинейности соот ветствуют таким переходам. Расчет сечений, измеренных таким образом в этой работе по приближенной квазиклассической формуле (см. разд. 2.2), хорошо описывающей ионизации атомов и ионов, дает величины сечений, согласующиеся с экспериментом в пределах порядка величины. Отметим, что такая, на первый взгляд, малая точность в величинах многофотонных сечений обуславливает достаточно высокую точность в величине пороговой [c.224]

В рамках метода КХ описание динамики процесса фотоионизации атома носит традиционный характер (см. разд. 2.5) — состояние атома в поле описывается как состояние в потенциале КХ, а процесс ионизации определяется гармониками потенциала КХ. Путем разложения потенциала КХ в ряд по степеням напряженности поля находятся штарковские сдвиги электронных состояний в потенциале КХ. Первый член этого разложения имеет вид [c.285]

За десятилетие, прошедшее со времени опубликования О. М. Белоцерковским работы с первыми результатами расчета обтекания цилиндра, метод интегральных соотношений получил значительное развитие. Было произведено большое количество расчетов двумерного обтекания затупленных профилей и тел вращения различной формы (гладких, с разрывом кривизны контура и с изломом контура). Рассматривались течения совершенного газа с постоянными теплоемкостями, течения с равновесным и неравновесным возбуждением внутренних степеней свободы, диссоциацией и ионизацией. Результаты этих работ изложены во многих статьях [c.173]

Возникновение резонанса между энергией нескольких фотонов и энергией перехода между связанными электронными состояниями в спектре атома приводит крезонанснолгу перемегшеанию этих состояний и эффекту насыщения, когда электрон с равной вероятностью находится в обоих состояниях [1.2]. Этот эффект доминирует над всеми другими, когда резонанс является однофотонным, так как при этом перемешивание определяется первой степенью напряженности поля. Возникновение эффекта перемешивания очевидным образом уменьшает величину эффективного потенциала ионизации атома со всеми вытекающими из этого последствиями. [c.21]

Основным методом предотвращения загрязнения атмосферы твердыми частицами летучей золы и несгоревшего топлива и содержащимися в составе мине- ральной части топлива особо токсическими веществами является очистка дымовых газов в золоулавливающих установках различных типов. Проектируемые и строящиеся электростанции с энергоблоками 800 МВт будут оснащаться электрофильтрами, а блоки 500 МВт, рассчитанные на сжигание экибастузских углей с зольностью до 55% — комбинироваиной (двухступенчатой) системой золоулавливания, состоящей из мокрого скруббера и электрофильтра, со степенью очистки газов 99,5% и выше. Первые. золоулавливающие установки такого типа будут смонтированы на Экибастузских ГРЭС. Для этих же углей, продукты сгорания которых характеризуются неблагоприятными электрофизически- ми свойствами и поэтому плохо очищаются от примесей в электрофильтрах из-за возникновения так называемой обратной. короны, намечается разработать систему автоматического регулирования температурно-влажностного режима кондиционирования продуктов сгорания перед электрофильтрами блоков 500 МВт и смонтировать ее на Экибастузской ГРЭС № 1 и Троицкой ГРЭС. Кроме того, для повышения степени очистки газов будут расширены изыскания и опытные работы по применению электрофизических методов, например питание электрофильтров знакопеременным напряжением, предварительная ионизация дымовых газов, поступающих в электрофильтры, и др. Опытная установка по сокращению выбросов золы и окислов азота на основе усовершенствования технологической схемы парогенераторов и кондиционирования дымовых газов перед [c.313]

Характеристики ионосферных сло-ё в. Закономерности изменения параметров И.— степени ионизации пли ионного состава и эффектиппого коэф. рекомбинации различны в ра.зных областях И. это обусловлено в первую очередь значит, изменением по высоте концентрации и состава нейтральных частиц верх, атмосферы. [c.214]

Обычно для создания Ф, п. используются пары металлов первой и второй групп (Li, Na, Rb, s, Ва, Mg, Sr), поскольку излучение, соответствующее резонансным переходам атомов этих металлов, легко получается с помощью совр. перестраиваемых жидкостных лазеров. Обычно при создании и исследовании Ф. п. давление паров металла изменяется в диапазоне 0,1 —10 тор, давление буферного газа, в качестве к-рого используются инертные газы, составляет десятки тор. Интенсивность лазерного излучения, К рое фокусируется в пятно размером 0,1 см, составляет 10 —10 Вт/см . что сушественно превышает параметр насыщения для резонансного перехода. При этом заселённости осн. и резонансно возбуждённого состояний практически равны друг другу (с точностью до статистнч. весов состояний). При воздействии излучения указанной интенсивности на пары металла уже в течение 10 -10 с образуется Ф. п. со степенью ионизации, близкой к единице. Формирование Ф. п. происходит в результате сложной последовательности столкновительных процессов с участием возбуждённых атомов, гл. роль играют ассоциативная ионизация и ступенчатая ионизация атомов электронным ударом. [c.358]

Помимо разделения Э. т. на переменные токи и постоянные токи, до нек-рой степени условно различают токи проводимости и конвекционные токи. К первым относят Э.т. в проводящих средах, где носители заряда (электроны, ионы, дырки в проводниках и полупроводниках, анионы и катионы в электролитах) перемещаются сами или эстафетно передают один другому импульсы внутри неподвижных макросред, испытывая индивидуальные или коллективные соударения с формирующими эти среды частицами (нейтралами, ионными решётками и т. п.). Для компенсации потерь и обеспечения протекания Э.т. (за исключением Э.т, в сверхпроводниках) необходимо прикладывать сторонние силы—обычно электрич. поле Е. При достаточно малых Е почти всегда справедлива линейная связь между J и Е (Ома закон) для линейных однородных изотропных сред j=aE, ст = onst. В общем случае электропроводность и может зависеть от координат (неоднородные среды), направлений (анизотропные среды), внеш. магн. поля, изменяться со временем (парамет-рич. среды) и т. п. С увеличением напряжённости Е электропроводность любой среды становится нелинейной о=а Е). Напр., под действием поля Е даже в исходно нейтральных (непроводящих) газах может возникать лавинно возрастающая ионизация — пробой (см. Лавина электронная) с прохождением иногда весьма значительных Э.т. В естественных земных условиях разряды в грозовых облаках характеризуются Э.т. до 10 А. Обычно это достигается в гл, стадии молнии, называемой обратным ударом, когда основной лидер заканчивает прокладку проводящего тракта до самой Земли. [c.515]

Картина, образуемая на экране светящимися точками, определяется двумя факторами. Во-первых, не все поверхностные атомы металла ионизируются в той степени, которая необходима для их разрешения в плотноудакованной решетке атомы расположены слишком близко друг к другу, чтобы какой-нибудь из них мог стать сильным центром ионизации. Отчетливо различимыми становятся атомы, занимающие открытые положения на поверхности, [c.396]

В растворах, содержащих несколько соединений с различной степенью ионизации, обмен идет постепенно. Сначала в обмен вступают ионы сильно ионизированных соединений, например анионы сильных кислот, затем ионы слабоионизированных, и, наконец, малоионизированных соединений. Так, например, легко можно разделить смесь соляной и уксусной кислот, пропуская эту смесь через анионит. В первую очередь вступят в обмен хлор-ионы, и пока в растворе будет в наличии хотя бы небольшое их количество, ионизация уксусной кислоты будет подавлена, вследствие чего анионы ее не смогут вступать в обмен. Как только все анионы хлора будут поглощены анионитом, начнут вступать в обмен и анионы уксусной кислоты. [c.489]

Первое, что надо еще раз напомнить — это увеличение потенциала ионизации атома, одетого полем , по сравнению с потенциалом ионизации невозмущенного атома. При большой напряженности поля это увеличение может достигать величины энергии фотона внешнего поля или даже превышать ее. Это может приводить к увеличению степени нелинейности (степени многофотонности) от исходной величины, реализующейся в слабом поле Ж(0) = Еп (0) /ш + 1) до большой величины К Е) = Е Е) /ш [c.109]

Зависимость миогофотоииых сечеиий от поляризации излучеиия. Как уже говорилось выше (раздел 5.2), при ионизации атома водорода в случае не очень большой степени нелинейности К 3) реализуется факториальная формула (5.7) для отношения вероятности ионизации в поле циркулярной и линейной поляризации. Согласно этому соотношению при фиксированной интенсивности излучения в случае циркулярной поляризации вероятность ионизации всегда больше. Исключение составляют узкие интервалы в окрестности особых точек. Первая особая точка — это нерезонансные частоты в каждом межрезонансном промежутке, при которых из-за интерференции отдельных слагаемых в составном матричном элементе сечение многофотонной ионизации обращается в нуль (см. раздел 5.2.5). Вторая особая точка отвечает резонансным частотам, при которых переход в поле циркулярной поляризации через резонансный канал запрещен [c.130]

В качестве примера обратимся к рис. 8.1, на котором приведены результаты эксперимента [8.2] по ионизации атома стронция (Ei = 5,7 эВ) излучением с частотой ш = 1,2 эВ при F <С F - Из этих данных, во-первых, видно, что степень нелинейности процесса образования ионов К2 = 8 существенно меньше величины К = 15, соответствующей прямому пороговому процессу одновременного отрыва двух электронов от атома стронция. Помимо этого, видно, что двухзарядные ионы стронция образуются в таком интервале интенсивностей излученш, где вероятность образованш ионов Sr+ велика и близка к насыщению. [c.202]

И при М==10 превосходит температуру набегаюьцего потока более чем в двадцать раз (при 7=1,4). Появление области с очень высокой температурой при гиперзвуковом обтекании тел воздухом и другими газами приводит ко второй особенности таких течений (первая выражена неравенством (23.1), а именно — к проявлению эффектов, связанных с поведением реальных газов при высокой температуре. Для учета этих эффектов вместо модели совершенного газа для воздуха или других смесей газов вводятся более сложные модели модели термодинамически равновесного газа с учетом протекания в нем физико-химических процессов — возбуждения внутренних степеней свободы молекул и атомов, диссоциации молекул, химических реакций между компонентами смеси, ионизации атомов и молекул модели, в которых учитывается конечная скорость протекания названных физико-химических процессов (модели термодинамически неравновесного или релаксируюихего газа) модели с учетом процессов молекулярного переноса в газе—вязкости, теплопроводности, диффузии, а также с учетом излучения. В последних моделях нужно принимать во внимание и то, что при высокой температуре обтекающего тела газа поверхностный слой тела может разрушаться, в результате чего поток вблизи тела будет содержать газообразные (а иногда — и испаряющиеся твердые и жидкие) продукты разрушения тела. [c.400]

Поскольку для квазиадиабатической области нет никакой достоверной теории, то вышеприведенные аргументы были использованы для предсказания качественных изменений эффективного сечения в зависимости от отношения энергий. Например, с увеличением е эффективное сечение ионизации должно возрастать до довольно пологого максимума порядка величины газокинетического эффективного сечения при е = 62 кэв, когда скорость относительного движения становится сравнимой со скоростью электронов атома, участвующих в переходе. Затем сечение долншо уменьшаться, вообще говоря, но некоторому степенному закону в зависимости от скорости. Для последующих рассуждений, однако, область высоких энергий нам не потребуется. Во-первых, экспериментальные значения имеются приблизительно только до 25 кэв, [c.477]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...