Столкновений эффективность для

Столкновений эффективность для множества капель 478 Струи распыленные 379 [c.531]

Не все просто обстоит и при изучении столкновений частиц. Для характеристики процессов столкновений микрочастиц приходится вводить новое понятие так называемого эффективного сечения (или поперечного сечения) процесса —а. Происхождение этого параметра можно представить, если рассматривать частицу-рассеиватель в виде круглой мишени. Если допустить, что при попадании в мишень падающие частицы выбывают из пучка (либо поглощаются, либо отклоняются от своего пути за счет рассеяния), то площадь сечения мишени и будет представлять эффективное сечение процесса а = я/ , где 7 —радиус мишени. [c.66]

До сих пор предполагалось, что две рекомбинирующие частицы (партнеры по столкновению) приближаются одна к другой в соответствии с одной и той же потенциальной поверхностью, принадлежащей возбужденному состоянию получающейся молекулы. Однако вообще некоторые электронные состояния получающейся молекулы возникают из данной комбинации разделенных групп (гл. III, разд. 1,в), а эти группы могут сближаться в соответствии с любой из потенциальных поверхностей, отвечающих рассматриваемой комбинации. Как правило, из этих электронных состояний только одно или два (если вообще таковые найдутся) будут комбинировать с основным состоянием и тем самым будут эффективны для рекомбинации с излучением. Поэтому выход рекомбинации уменьшается пропорционально коэффициенту, соответствующему отношению статистических весов. [c.489]

Концепцией длины свободного пробега можно пользоваться, если ввести разные т для электро- и теплопроводности. Так как при каждом столкновении энергия меняется на величину порядка Т, то для теплопроводности каждое столкновение эффективно. Соответствующее находится как W , где W определяется формулой (4.16). Входящая в нее б-функция может быть записана в виде ) [c.54]

Основные трудности всех перечисленных методик связаны с необходимостью учета неупругих и многократных столкновений. В этом отношении значительно проще метод дифракции рентгеновских лучей. Рентгеновский фотон слабо взаимодействует с атомами и поэтому испытывает только однократные столкновения. С этим связана высокая проникающая способность таких фотонов, что не позволяет использовать их для диагностики периодической структуры тонких приповерхностных слоев кристалла. Ситуация несколько изменится, если использовать скользящие лучи (угол к поверхности < 0,1 мин) и монохроматическое электромагнитное излучение. Особенно эффективны для этих целей источники синхротронного рентгеновского излучения. "Малоугловой метод рентгеновской дифракции дает ценные сведения о неоднородностях структуры, размеры которых существенно превышают длину волны излучения и составляют от долей до сотен нм. [c.135]

Б.3.6. Принципиальная схема ПОИ. Принципиальная схема ПОИ показана на рис. Б.2. ПОИ представляет собой два аксиально неоднородных пинча, зеркально отраженных относительно плоскости катода. На оси симметрии в плоскости катода создано плазменное облако, плотность которого резко убывает к анодным областям. Ток, поступающий от генератора на катодный электрод, растекается к анодам, образуя два Z-пинча на вертикальной оси симметрии. Две прианодных зоны создают два встречных потока ускоренных ионов, которые, пройдя сквозь мишень, будут вновь отражаться на нее противоположными анодами, пока не прореагируют ядерной реакцией синтеза или не отдадут свою энергию мишени из-за кулоновских столкновений. Конечно, для этого напряжение на катоде должно существовать достаточно долго, а радиальная компонента скорости должна быть не слишком большой. Если число осцилляций S, то эффективная толщина мишени [c.192]

Здесь исходная точка электрона Р определяется углом ф (рис. 7.13), г — радиус окружности, п — число электронов в единице объема. Заметим, что член в скобках равен проекции Е на направление скорости электрона в точке Р, совпадающее с направлением нормали к ПФ. Предполагается, что эффективное смещение Ь определяется только случайным блужданием электрона по сети траекторий, но не столкновениями, которые для простоты будем считать отсутствующими Электроны, начавшие движение от точки Р на верхней дуге, закончат путь в среднем в точке с координатами Ос, у) относительно центра окружности О или в комплексных обозначениях в точке 7 = л Н- стартовавшие же в точке Р на нижней дуге придут в точку -7. Поскольку координата точки старта есть ге " , то для вектора Ь можно написать [c.423]

В первом приближении число таких дефектов, вызванных смещениями атомов в кристаллической решетке, пропорционально анергии, переданной веществу нейтронами при их замедлении. Действительно, при малых энергиях атомов отдачи их столкновения с другими атомами являются в основном упругими. Однако с ростом их энергии увеличивается вероятность неупругих столкновений, при которых энергия может передаваться в форме электронного возбуждения или ионизации. Таким образом, часть энергии расходуется не на повреждение кристаллической решетки. Кроме того, отклонение энергетической зависимости радиационной эффективности нейтронов от линейного закона обусловлено колебаниями энергетической зависимости сечений рассеяния, наличием анизотропии рассеяния и неупругого рассеяния нейтронов. Результирующая относительная энергетическая зависимость радиационной эффективности нейтронов 2д( ) в образовании элементарных дефектов для энергий Е> >0,1 Мэе приведена на рис. 9.19, кривая 1 (при нормировке [c.70]

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]

Одним из наиболее распространенных ионных лазеров является аргоновый лазер. Условия его возбуждения характерны для ионных лазеров, в которых верхний лазерный уровень заселяется благодаря двум последовательным столкновениям атомов аргона с электронами в электрическом разряде. При первом столкновении образуются ионы из нейтральных атомов, а при втором происходит возбуждение этих ионов, т. е. накачка представляет собой двухступенчатый процесс. Для того чтобы ионный лазер действовал эффективно, плазма газового разряда должна быть высокоионизированной. Такая плазма создается при использовании сильноточного дугового разряда. Газоразрядная трубка имеет малый диаметр (1—10 мм), что позволяет получать большие плотности тока в разряде (порядка сотен ампер на 1 см ). [c.290]

Для действия лазера необходимо не только эффективное заселение верхнего уровня рабочего перехода, но и быстрое опустошение нижнего уровня. В Не—Не-лазере нижние уровни 2р и Зр опустошаются в основном вследствие спонтанных переходов на уровни 1л. Вероятность этих переходов достаточно велика. Так, время жизни уровня 2р и большинства других уровней 2р составляет всего 2-10 с. Однако эффективному опустошению р-уров-ней может препятствовать значительная населенность уровней 1л. Два из них являются метастабильными, но и остальные опустошаются очень медленно вследствие пленения резонансного излучения. Поглощение излучения, испускаемого при спонтанных переходах с уровней 2р и Зр, атомами, находящимися на уровнях 1л, приводит к дополнительному заселению уровней 2р и Зр. Еще большую роль в заселении этих уровней играет электронное возбуждение с уровней 1л, эффективное сечение которого очень велико. Вследствие этого необходимым условием создания инверсной населенности является не слишком высокая концентрация атомов на уровнях 1л. Опустошение этих уровней происходит в основном при столкновениях со стенками разрядной трубки, к которым диффундируют возбужденные атомы. Процесс диффузии протекает тем быстрее, чем меньше диаметр трубки. Именно этим объясняется экспериментально установленная зависимость ненасыщенного коэффициента усиления от диаметра разрядной трубки [c.304]

Химические реакции осуществляются в результате взаимных столкновений молекул. Скорость реакции на основании закона действуюш,их масс зависит от концентрации реагирующих молекул, а следовательно, и числа столкновений, причем чем больше концентрация, тем больше будет столкновений. Однако в реакциях, протекающих с конечной скоростью, не все столкновения молекул приводят к химическому взаимодействию. Эффективными будут только те столкновения между молекулами, которые в момент столкновения обладают некоторым избытком внутренней энергии и при встрече их может выделиться энергия, необходимая для разрушения химических связей. Этот избыток энергии, необходимый для проведения данной реакции, называется энергией активации. Причина того, что топливо (бензин, керосин и т. п.) не загорается само собой, заключается в значительной энергии активации соответствующих окислительных реакций. Повышение температуры приводит к тому, что все чаще и чаще молекулы окислителя и горючего в момент столкновения имеют необходимый избыток энергии, и в конце концов скорость реакции достигает большой величины — начинается горение. По теории активации к реакции могут привести только столкновения между активными молекулами, энергия которых будет больше энергии активации. [c.226]

При рассмотрении многокомпонентной газовой смеси можно воспользоваться понятием эффективного коэффициента диффузии и, таким образом, обобщить формулу (9.40) на многокомпонентные газовые смеси. При введении понятия эффективного коэффициента диффузии многокомпонентную газовую смесь разделяют на две группы компонентов, в каждой из которых собраны газы с примерно одинаковыми атомными или молекулярными массами и одинаковыми поперечными сечениями столкновений. Коэффициент диффузии, определяющий проникновение одной группы компонентов в другую, и будет эффективным. К оценке этс го коэффициента можно подойти и с другой стороны. Если эффективный коэффициент теплопроводности вычислить через коэффициенты диффузии многокомпонентной смеси, то формула (9.40) может служить более строгим основанием для вычисления эффективного коэффициента диффузии смеси и числа Le [c.371]

Для газов характерна передача энергии возбуждения от частиц одного сорта частицам другого сорта при неупругих столкновениях между ними. Такая передача тем более эффективна, чем более точно совпадают уровни энергии сталкивающихся частиц. [c.895]

Работа выхода различна для различных металлов и составляет обычно несколько электрон-вольт. Например, красная граница фотоэффекта (в длинах волн) равна для калия, натрия и меди 551 543 и 277 нм, что соответствует работам выхода 2,25 2,28 и 4,48 эВ. Время запаздывания при фотоэффекте на основании изложенных представлений равно времени движения электронов до поверхности металла после столкновения с фотоном, т. е. чрезвычайно мало и находится в согласии с экспериментом. Если бы фотоэффект объяснялся постепенной раскачкой электронов электрическим полем волны, то время запаздывания было бы чрезвычайно большим. Для того чтобы преодолеть силы, удерживающие его в металле, электрон должен накопить энергию, равную работе выхода А. Если средняя плотность потока энергии световой волны <5), а эффективная площадь, на которой поглощается энергия световой волны, сообщаемая электрону, Сзф, то в течение времени At электрону сообщается энергия Д и, следовательно, время запаздывания равно А л А/(азф<5)). Эффективная площадь Сзф имеет порядок квадрата атомных размеров. Для условий эксперимента А и (S ) имеют такие значения, что время запаздывания оказывается чрезвычайно большим. Например, для А = 1 эВ азф=10-2°м = 10-3 Вт/м получаем Л/ 10" с. [c.22]

Приведем формулы перевода скоростей, энергий, углов и дифференциальных эффективных сечений из лабораторной системы, т. е. системы, в которой мишень покоится, в СЦИ. Для простоты ограничимся случаем упругого рассеяния нерелятивистской частицы. Пусть Mj, Mj — массы сталкивающихся частиц, — скорость налетающей частицы. Скорости частиц в СЦИ до столкновения и после столкновения обозначим соответственно через Vi, щ и [c.693]

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]

После нескольких столкновений с ядрами замедлителя средняя энергия нейтрона оказывается равной энергии тепловых колебаний атомов замедлителя. Распределение энергий нейтрона довольно точно соответствует распределению Максвелла. Сечение упругих столкновений тепловых нейтронов обратно пропорционально их скорости, так что зависимость эффективного сечения o v) для данной скорости V от сечения а(Ур) для наиболее вероятной скорости Up определяется следующим соотношением [c.170]

Для измерения эффективных сечений пользуются разными единицами. В ядерной физике соответствующей единицей является барн (б) 1 6 = 10 м = = 10" см . В физике атомных столкновений применяются квадратный сантиметр, реже — квадратный метр и единицы а и т а% (где - радиус первой боровской орбиты) [c.316]

При изучении каскадов столкновений основной интерес представляет информация не об углах рассеяния, а о возможных величинах передаваемой при столкновениях энергии Т. Для этого необходимо ввести эффективное сечение передачи энергии Т, что может быть сделано по уже неоднократно использованной нами схеме [c.34]

При низких температурах (7сйшв) наибольшую роль в рассеянии электронов играют фононы с энергией Поэтому энергия электронов существенно изменяется в каждом столкновении. Так как при каждом столкновении энергия меняется на ве-Л -чину порядка Г, то для теплопроводности каждое столкновение эффективно. Соответствующее х пропорционально X/W. Расчеты показывают, что W при низких температурах пропорциональна Т/П) Т/Шо) . Отсюда [c.196]

Представленный выше расчет является довольно грубым, поскольку он основан на предположении о том, что электрон теряет при столкновении часть своей энергии, равную б. Хотя данное условие выполняется при упругих столкновениях с атомами (в этом случае b = 2mfM), для неупругих столкновений это неочевидно [электрон-электронные столкновения не играют никакой роли в уравнении энергетического баланса (3.36), поскольку они просто перераспределяют скорости электронов без изменения их средней энергии]. Следует заметить, что упругие столкновения в действительности происходят намного чаш,е, чем неупругие (сечение упругих столкновений обычно много больше сечения неупругих столкновений). Однако доля энергии, теряемая при упругих столкновениях, очень мала. В самом деле, если бы упругие столкновения были основным механизмом охлаждения электронов, то основная часть энергии разряда тратилась бы на нагрев атомов, а не на их возбуждение, и разряд не был бы столь эффективным для накачки лазера. Другая причина, почему наши вычисления нельзя считать адекватными, состоит в предположении о максвелловском характере распределения, что не выполняется на практике [14]. Тем не менее в лазерах на нейтральных атомах и в ионных газовых лазерах отклонение от максвелловского распределения невелико, и в этих случаях в расчетах нередко используют максвелловское распределение. Однако в молекулярных лазерах, генерируюш,их на колебательных переходах, газ ионизован очень слабо и средняя энергия электронов мала Е ж 1 эВ, поскольку необходимо возбудить только колебательные состояния) по сравнению с энергией (10—30 эВ), необходимой для лазеров на нейтральных атомах и ионных газовых лазеров. Соответственно следует ожидать. [c.145]

Конструкторы стоят перед дилеммой, когда начало распространения трещины в изделии не может быть предотвращс но при всех обстоятельствах, а катастрофическое разрушение большого масштаба не может быть допущено. Возмож- ными примерами, которые привлекли к себе внимание общественности, могут служить столкновения судов для перевозки сжиженного газ а, аварии арктических трубопроводов, аварийное состояние корпуса ядерного реактора, которое может наступить в результате возможной утечки теплоносителя. В этих случаях существенное значение приобретает вторая линия защиты — гарантия того, что трещина будет заторможена и остановлена. В других случаях экономически более эффективной может оказаться стратегия, при которой контроль за распространяющейся трещиной комбинируется с мерами для остановки трещины. Эта идея составляет основу плана мероприятий по предотвращению разрушения сварных корпусов судов, предложенного в 1974 г. в работе [1], R соответствии с которым ...основное значение придается использованию сталей с умеренной величиной ударной вязкости и применению надлежащим образом сконструированных приспособлений для остановки трещины . [c.222]

Допущение, что каждое столкновение соответствующих молекул ведет к реакции, требует, чтобы последняя протекала сочень большой скоростью. Это оправдывается для ионных реакций. В больптинстве случаев однако лишь незначительная часть столкновений эффективна. Исследование влияния Г на скорость реакций подтверждает указанную точку зрения. Небольшое повышение 1°, примерно па 10°, влечет за собой увеличение константы скорости в 2—3 раза, тогда как число столкновений п )и этом растет весьма незначительно (пропорционально УТ). Теория приводит к следую- [c.86]

Физически происхождение закона Т может быть понято следующим путём. Если мы схематизируем процесс соударений, предположив, что электроны сталкиваются с квантами колебаний решётки, то средняя величина свободного пробега должна содержать множитель 1/7 , так как плотность квантов изменяется как Р, когда Т значительно ниже характеристической температуры. Кроме того, столкновения становятся менее эффективными при понижении температуры, так как в решётке возбуждаются только колебания с меньшими волновыми числами. Действительно, среднее значение волнового числа а есть величина порядка kTjh при температуре Т, где с — скорость звука. Рассмотрим электрон, движущийся в направлении поля и имеющий волновое число к. После столкновения его волновое число станет равным к- -а, гдеа — волновое число кванта, с которым электрон испытал соударение. Поскольку а пробегает по сфере, компонента импульса в направлении поля изменяется в среднем не на множитель порядка ajk, а на множитель порядка величины а /А. Таким образом, число столкновений, требующихся для того, чтобы остановить электрон, есть величина порядка которая изменяется, как 1/7 отсюда и получается, что эффективная средняя длина свободного пробега изменяется, как [c.560]

Эффективность столкновений множества капель была также определена Линбладом с Семонином [491]. Для поля потока около сферы, рассчитанного Праудманом и Пирсоном [618], которые объединили решения Стокса и Озеена в предположении, что потенциальное поле напряженностью Е за пределами сфер однородно, они решили задачу взаимодействия двух капель радиусами и аг, образующих диполь с моментом р = а Е, ориентированным в направлении приложенного поля. Таким образом, [c.478]

Пламли [612] учел силы инерции, поле вязкого потока и распределение плотности заряда на поверхности взаимодействующих капель, а также внешнее электрическое поле. Его результаты представлены на фиг. 10.14 в виде зависимости эффективности столкновений между заряженными каплями от их заряда. Для заряда был выбран закон пропорциональности квадрату радиуса капли, предложенный в работе [296] [уравнение (10.6)]. [c.478]

Упрощенная схема энергетических уровней гелия и неона приведена на рис. 35.16. Генерация происходит между уровнями неона, а гелий добавляется для увеличения эффективности накачки. Возбуждение атомов неона происходит в результате их столкновений с электронами газоразрядной плазмы, что отмечено на рис. 35.16 пунктирными вертикальными стрелками. При определенном режиме разряда этот процесс может привести к инверсной заселенности уровней Е и Дг, что даст генерацию с 2=1150 нм. Однако заселенность уровней 3 и Е, а также уровней 3 и 4 остается неинверсной. [c.289]

В 1913 г. Вин [23] писал Данные теории излучения и новейшая теория теплоемкости доказали, что электронная теория металлов должна быть построена па существенно новой основе . Вин установил ряд важных положений, которые и в иастояш,ее время существенны для понимания электронной проводимости, и показал, что говорить о наличии эффективно свободных электронов в атомной решетке моншо только в том случае, если эти элс1 троны обладают скоростью V, которая не зависит от температуры и остается неизменной вплоть до абсолютного нуля. На основании опытов Камерлинг-Оннеса при очень низких температурах Вин пришел к выводу, что если структура решетки полностью регулярна, то проводимость металла должна быть бесконечно большой. При более высокой температуре колебания атомов металл должны нарушать периодичность решетки и приводить к столкновениям атомов с электронами проводимости. Основываясь па уравнении Друде [c.157]

При выводе Еыражеи1 я для Л использовали величину лл , характеризующую вероятность столкновения движущейся молекулы с другими молекулами, Эгу величину называют эффективным сечением столкновения. В общем случае следует пользоваться понятием эффективного сечения рассеяния частицы Q (столкновение — один из случаев рассеяния). [c.422]

Вероятность столкновения частицы (например, нейтрона) с атомным ядром зависит от площади мишени, то есть от поперечного сечения ядра. Однако при определении вероятности возникновения ядерной реакции следует учитывать, что атомное ядро представляет собой специфический источник ядерных и электрических сил, и поэтому имеет смысл говорить об эффективном поперечном ядерном сечении, которое, конечно, зависит от различных свойств данного ядра. Далее мы эту величину будем называть просто ядерным сечением, помНя, естественно, что оно не является собственно поперечным сечением атомного ядра. Величина ядерного сечения зависит и от свойств элементарных частиц, участвующих в ядерной реакции. Поскольку радиус действия электрических сил теоретически бесконечен, то, следовательно, для заряженных частиц, таких, как протоны и электроны, атомное ядро, благодаря своему положительному заряду, будет иметь ядерноё сечение, отлич ное от того, которое характерно для случая взаимодействия ядра с нейтроном, так как сфера действия ядерных сил не превышает см. Величине ядерного сечения присущи и другие зависимости от энергии пролетающей частицы, от конкретного типа ядерной реакции. Так, например, нейтрон может различным способом взаимодействовать с ядром урана он способен вызвать расщепление ядра, но может и просто быть захвачен ядром (без последующего расщепления). Для каждого из этих случаев существуют различные ядерные сечения, то есть имеются различные вероятности возникновения каждого из этих ядерных взаимодействий. [c.73]

Определенный практический интерес в рассматриваемой области представляет вопрос о влиянии смачивателей и смачиваемости пылинок на коэффициент их осаждения. Изучение этого вопроса рядом авторов заключалось, главным образом, в подборе смачивателей, добавляемых к воде для повышения эффективности столкновений, механизм же процесса исследован недостаточно. Поэтому приведенные в литературе данные часто противоречивы. Так, Бургож и Расбах [Л. 14] не обнаружили влияния смачивателей на осаждение масляного тумана распыленной водой. К таким же выводам пришли Джонстон, Филд и Фаслер [Л. 15], исследуя [c.18]

Первый шаг в разработке теории эффективности столкновений капель с несмачиваемыми пылинками был сделан Пембертоном [Л. 18]. Он рассматривал абсолютно несмачиваемую сферическую пылинку, на которой вода образует краевой угол 0=180°, и предположил, что столкновение такой пылинки с крупной водяной каплей будет эффективным, если кинетическая энергия пылинки, вычисленная по нормальной составляющей ее относительной скорости превысит работу погружения пылинки. Рассчитав при потенциальном обтекании шара, Пембертон построил зависимость a=f(St) для осаждения не-смачиваемых пылинок. Однако эта теория не может претендовать на полноту, так как не учитывает возможность улавливания несмачиваемых пылинок за счет их закрепления на поверхности капли, что всегда наблюдается в действительности. [c.19]

Во.звткионение физ.-хим. процессов п жидкостях и газах н одноврем. существование разл. фазовых состояний сильно усложняют описание и изучение движения сплошных сред. В ур-ния (1) —(4) добавляются новые члены, учитывающие эти процессы, и в систему включаются 1кнше ур-ния (ур-ния хим. кинетики, ур-ни)1 переноса излучения и др.), что в большинстве случаев требует разработки новых методов решения. Для расчётов по этим ур-ниям необходимо знать скорости соответствующих физ. и хим. процессов и параметры, характеризующие взаимодействие нейтральных и за-ряж. частиц между собой и с обтекаемыми телами. К числу этих параметров относятся, в первую очередь, скорости разл. хим. реакций в сложных но составу смесях молекул и атомов, коэф. излучения и поглощения молекул разл. веществ в разл. областях спектра и в широком диапазоне изменения давлений и темп-р, эффективные сечения столкновения частиц и т. п. [c.465]

Д. р. э.— макс. прицельный параметр, на к-ром происходит кулоновское взаимодействие при парных столкновениях заряж. частиц в плазме. Т. к. вследствие дебасвской экранировки злектрич. поле кулонов-ского взаимодействия на расстояниях убывает экспо-зюнциально, то в тех случаях, когда заряж. частица имеет прицельный параметр больше го, фактически никакого рассеяния при столкновениях заряж. частиц не происходит. На расстояниях, больших по сравнению с Д. р. 3., взаимодействие носит коллективны характер, т. е. осуществляется через самосогласованные электрич. и магн. поля, создаваемые ансамблем заряж. частиц. Для того, чтобы такое взаимодействие было эффективным, необходимо, чтобы число частиц в дебаевской сфере (т. н. параметр идеальности =пг о) было существенно больше единицы >1. Такую плазму называют идеальной. Если 1, то в такой плазме ср. 91[Сргпл кулоновского взаимодействия соседних заряж. частиц сравнима или даже больше их кинетич энергии теплового движения. Ур-ние состояния такой плазмы весьма сложно (см. Неидеальная плазма). [c.572]

Д. с. п. заряженных частиц (электронов и ионов). При класспч, рассмотрении понятия полного эффективного сечения и Д. с. п. по отношению к упругим столкновениям ааряж. частиц теряют смысл, поскольку за-ряж. частицы взаимодействуют между собой на сколь угодно бо,1ьших расстояниях г. Квантован механика, основываясь на соотношениях неопределенностей, даёт конечное значение для о и если взаимодействие убывает быстрее, чем 1/г . В плазме существен эффект экранирования кулоновского поля заряда на расстояниях, определяемых дебаеоспи.ч радиусом экранирования. [c.704]

Д. ф. и ее обобщения находят применение для описания высокочастотных и магнитооптич. свойств металлов и полупроводников. Это связано с тем, что Д. ф. может быть выведена и па основании совр. представлений о движопии электронов в кристаллах (см. Бло-ховские электроны). При этом ряд величии, входящих в выражения (1) и (2), приобретают смысл, отличающийся от того, к-рый им придавал Друде, т заменяется эффективной массой электроиа т, а время свободного пробега т определяется столкновениями не с периодически расположенными ионами кристаллпч. решётки, а с нерегулярностями, присущими каждому кристаллу (с дефектами решётки, с фононами и т. п.). [c.21]

И. атомов и молекул в столкновениях с нейтральными атомами объясняется теми же лтеханизмамн, что и в столкновениях с ионами, однако, как правило, количественно менее эффективно. На рис. 5 нриведет1ы для сравнения ионизац. кривые для ионизации молекулярного водорода атомами водорода и нротонами. [c.194]

Вероятность образования иона с зарядом Z в результате одиночного электронного удара быстро уменьшается с увеличением Z, поэтому для получения достаточно эффективного выхода высокозарядных ионов используют процессы многократной ионизации. Для этого необходимо увеличить время пребывания ионов в облаке плазмы, содержащей горячие электроны. Темп-ра электронов должна лежать в диапазоне кэБ (I кэВ= 10 К), если необходимо достичь больших значений Z и избежать процессов прямого захвата электронов (процесс рекомбинации) Кроме того, для образования высокозарядных ионов должно выполняться условие п/по 1, т. е. плотность плазмы п должна превосходить плотность нейтрального газа По, чтобы свести до минимума захват электронов в результате столкновений. Если обозначить концентрацию электронов в плазме п , а время её удержания х. то условия образования многозарядных ионов для трёх типичных случаев можно записать след, образом [c.196]

Смотреть страницы где упоминается термин Столкновений эффективность для : [c.460] [c.115] [c.349] [c.204] [c.375] [c.457] [c.187] [c.200] [c.481] [c.110] [c.599] [c.120]

Гидродинамика многофазных систем (1971) -- [ c.0 ]

ПОИСК

Столкновений эффективность для множества капель

Столкновения

Столкновения неупругие, эффективное сечение

Столкновения упругие, эффективное сечени

Эффективное сечение деления неупругих столкновений

Эффективное сечение деления упругих столкновений

Эффективные сечения столкновения и средняя длина свободного пробега

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...