Малые и большие длины свободного пробега

Малые и большие длины свободного пробега [c.261]

V. МАЛЫЕ и БОЛЬШИЕ ДЛИНЫ СВОБОДНОГО ПРОБЕГА [c.262]

При стремлении обеспечить высокую производительность следует применять высокоэнергетическое рентгеновское и у-излучения и низкоэнергетическое тормозное излучение ускорителей с малыми значениями [i и большими длинами свободного пробега квантов в веществе. Такие излучения имеют лучшие проникающие свойства и поглощаются веществом существенно меньше, чем излучения с большими значениями JA. Вследствие этого интенсивность излучения, достигающая детектора, изменяется мало. [c.309]

Большая подвижность может быть обусловлена малой эффективной массой носителя заряда т и большим временем свободного пробега или, точнее, временем релаксации Tq. В полупроводниках элективная масса носителей заряда может быть как больше, так и меньше массы свободного электрона. Время релаксации, характеризующее спадание тока после снятия поля, обусловливается процессами рассеяния движущихся в полупроводниках электронов. Чем больше частота столкновений и чем они интенсивнее, тем меньше время релаксации, а следовательно, и подвижность. При комнатной температуре средняя скорость теплового движения свободных электронов в невырожденном полупроводнике и в диэлектрике (если они в нем имеются) около 10 м/с. При этом эквивалентная длина волны электрона будет около 7 нм, тогда как в металлах она составляет примерно 0,5 нм. Таким образом, вследствие большей длины волны электрона в полупроводнике и в диэлектрике по сравнению с металлом, неоднородности порядка размеров атома мало влияют на рассеяние электронов. У некоторых чистых полупроводников подвижность может быть очень большой, 10 м /(В-с) и выше, у других она меньше 10" mV(B- ). Вычисляемая по последнему значению длина свободного пробега составляет лишь долю межатомных расстояний в решетках. Физический смысл требует, чтобы длина свобод- [c.240]

Завершая параграф, можно указать, что полупрозрачные материалы имеют меньшие скорости разрушения по сравнению с непрозрачными при малых давлениях ре и при нанесении их на тела очень больших размеров. Что касается глубины прогрева, то при больших длинах свободного пробега излучения бд она может оказаться весьма большой, что ликвидирует все указанные преимущества полупрозрачных теплозащитных материалов. [c.236]

При полете тела в газе с большой скоростью эффект разрежения обусловлен не просто соизмеримостью размеров тела и средней длины свободного пробега молекул, а соотношением скорости полета тела и средней скорости теплового движения молекул. Эффекты специфические для разреженного газа, начинают проявляться при таких скоростях полета, при которых межмолекулярные столкновения становятся малыми по сравнению с числом столкновений молекул газа с поверхностью летящего (обтекаемого) тела, [c.272]

Скольжение газа вдоль стенок объясняется большой длиной свободного пробега по сравнению с характерными размерами тела. В отличие от плотного газа молекулы разреженного газа могут не иметь соударений с другими молекулами или число соударений будет сводиться к минимуму. Вследствие этого молекулы газа, подлетающие из потока к стенке, имеют тангенциальные составляющие скорости, в среднем не равные нулю. Однако молекулы, исходящие от стенки, могут разлетаться в разные стороны беспорядочно касательная составляющая их скорости в среднем будет равна нулю. Поэтому среднее значение касательной скорости всех молекул газа у стенки (и подлетающих, и улетающих) не равно нулю и наблюдается кажущееся скольжение газа вдоль стенки. В газах, находящихся под обычным давлением, средняя длина свободного пробега молекул мала и скольжение практически не проявляется. [c.252]

К этому же выводу можно прийти с помощью следующих рассуждений. Пусть газ находится внутри замкнутого сосуда с линейными размерами, значительно большими длины свободного пробега атомов. Допустим далее, что газ вместе с сосудом находится в термостате в полном термодинамическом равновесии. А теперь проведем с этим газом некоторые мысленные эксперименты. Допустим, что в некоторый момент г = О стенки сосуда становятся зеркально отражающими и, соответственно, теплоизолирующими. Пусть одновременно один из атомов газа заменяется на пробную частицу с той же массой, скоростью и сечением рассеяния, что и у изъятого атома. Такая замена очень мало меняет состояние газа его тепловая энергия сохраняется, энтропия уменьшается на величину Л 1п(К/ЛК), поскольку пробная частица не тождественна с атомами газа и занимает малую долю А К от полного объема V к—постоянная Больцмана). Далее, казалось бы, должна наступить необратимая релаксация газа. А именно, с точки зрения классической механики пробная частица должна диффундировать в пространстве, так что ее средняя функция распределения будет стремиться заполнить весь [c.191]

Действительно, рассмотрим совокупность связанных точечных зарядов а =1,2,. .., содержащихся в малом элементе объема Д1/. Этот комплекс зарядов полагается устойчивым в том несколько условном смысле, что все его элементы остаются близкими друг к другу в течение всего процесса движения в физическом пространстве. Размеры объема ЛУ достаточно велики по сравнению со средним расстоянием между соседними зарядами, но достаточно малы по сравнению с макроскопическими характерными размерами. Иными словами, если L и L — наибольший размер Л1/ и характерная макроскопическая длина, то А1/ 3 JJ Ь = гЬ, где е — бесконечно малая величина. Такое условие выполняется для подавляющего большинства явлений в веществах, рассматриваемых как континуумы. В случае газов плотность не должна быть очень малой или средняя длина свободного пробега очень большой, иначе размеры [c.161]

Основное преимущество РФС перед ЭОС заключается в снижении степени радиационных повреждений в исследуемом образце вследствие использования рентгеновского пучка вместо электронного. Кроме того, для многих элементов можно одновременно получить Оже-спектры и спектры уровней атомного остова. По существу, это дополнительный метод определения химического состояния атомов. Основной недостаток РФС заключается в отсутствии методов фокусировки пучков рентгеновского излучения для анализа малых площадей и, во многих случаях, в плохой поверхностной чувствительности, что обусловлено большими длинами свободного пробега эмиттируемых электронов, энергии которых соответствуют энергиям атомных переходов. [c.192]

Волны сжатия, вызывающие повышение давления, и волны разрежения, понижающие давление в газе, имеют разный характер. Волна разрежения распространяется со скоростью звука. Волна, вызывающая повышение давления, распространяется со скоростью, большей скорости звука, и может иметь очень малую толщину (порядка длины свободного пробега молекул). При многих теор. исследованиях её заменяют поверхностью разрыва — т. н. ударной волной, или скачком уплотнения. При прохождении газа через ударную волну его скорость, давление, плотность, энтропия меняются разрывным образом — скачком. [c.655]

Для малых частиц Ф 0 (область справедливости закона Стокса), в то время как может принимать различные значения. При 2вг = 10 мк, 2яз = 20 мк и Рр = 10 кг/м р, == 10 кг/м-сек, Дир" = = 0,1 м/сек, ]/ л 1 и так как Ф мало, то т] 0,65 для потенциального потока и т) 0,2 для вязкого (фиг. 5.7). Однако для 2яг = 1 мк, 2а = 2 мкш / 0,3 ц 0,03 для потенциального потока и т) о для вязкого, т. е. столкновений не происходит. Следовательно, взаимодействие на расстоянии в присутствии жидкой фазы оказывается более существенным для мелких частиц. В жидкостях, где средняя длина свободного пробега равна или больше размера частиц, следует ожидать течения со скольжением или свободномолекулярного течения. Приведенные в работе [235] величины ц [уравнение (5.22)] следует использовать.при свободномолекулярном движении частиц. [c.218]

Газонаполненные фотоэлементы — это фотоэлементы, в которых баллон наполнен газом. При этом сила тока возрастает, потому что вырванные из катода электроны, летящие с большой скоростью к аноду, встречают на своем пути атомы газа, ионизируют их, а образовавшиеся электроны и ионы, двигаясь к электродам фотоэлемента, увеличивают начальный ток. Для наполнения фотоэлементов используют инертные газы, не вступающие в реакцию с веществом фотокатода. Давление газа должно быть достаточно малым, чтобы электроны на длине свободного пробега могли приобрести энергию, необходимую для ионизации. [c.171]

Линейный коэффициент ослабления излучения х (см ) обратно пропорционален проникающей способности излучения и прямо цропорционален выявляемости дефектов. Поэтому для выявления дефектов малых размеров, т. е. для получения высокой чувствительности контроля, следует использо- ю вать низкоэнергетическое тормозное и Y-излучения с большими значениями ц. Б этом случае наличие в контролируемом объекте даже малого по величине внутреннего дефекта приведет к изменению интенсивности излучения, достигающего детектор. Для сокращения времени просвечивания надо применять высокоэнергетическое тормозное и у-из-лучения с малым значением (X и большей длиной свободного пробега квантов в веществе. В области низкоэнергетического тормозного излучения значение ц определяется в основном фотоэффектом и уменьшается с ростом энергии. В, области 1 МэВ, где основным процессом [c.7]

Клеменс [124] качественно предсказал пуазейлев-ское течение фононов с этим увеличением теплопроводности, но не вывел точных условий, которые были бы необходимы для его наблюдения. Эти условия получили Гуржи [89] и Гюйе и Крумхансл [90]. Рассеяние за счет резистивных процессов должно быть пренебрежимо малым и должно происходить много Н-процессов между взаимодействиями фононов со стенками. Второе условие означает /N О. Простое следствие первого условия /к 1и однако оно недостаточно, и резистивная длина свободного пробега /р в действительности должна быть настолько большой, чтобы выполнялось неравенство R N В . [c.106]

Давление и температура иредиола1аюгся такими, что в каждом достаточно малом объеме, принимаемом за дифференциал объема в пространстве, занятом средой, имеется очень большое количество молекул. Гипотезу о сплошности вещества нельзя, однако, применять при изучении характернетш потоков сверхразреженных газов с большой длиной свободного пробега молекул, а также при течении газовых потоков с разрывами. [c.8]

Область частот Г. соответствует частотам электромагнитных волн дециметрового, сантиметрового и миллиметрового диапазонов (т. н. сверхвысоким частотам — СВЧ). Частоте 10 Гц в воздухе при нормальном атмосферном давлении и комнатной температуре соответствует длина волны Г. 3,4 10 см, т. е. одного порядка с длиной свободного пробега молекул в воздухе при этих условиях. Упругие волны могут распространяться в среде только при условии, что их длины заметно больше длины свободного пробега в газах или больше межатомных расстояний в жрщко-стях и твёрдых телах. Поэтому в газах (и, в частности, в воздухе) при нормальном атмосферном давлении гиперзвуковые волны не распространяются. В жидкостях затухание Г. очень велико и дальность распространения мала. Сравнительно хорошими проводниками Г. являются твёрдые тела в виде монокристаллов, но гл. обр. при низких темп-рах. Так, напр., даже в монокристалле кварца, отличающемся малым затуханием упругих волн, продольная гиперзвуковая волна с частотой 1,5 10 Гц, распространяющаяся вдоль оси X кристалла при комнатной темп-ре, ослабляется по амплитуде в 2 раза на расстоянии всего в 1 см. В монокристаллах сапфира, ниобата лития, железо-иттрие-вого граната затухание Г. значительно меньше, чем в кварце. [c.86]

При давлении 10 атм или 1 дин-см- концентрация атомов уменьшается в 10 раз и средняя длина свободного пробега возрастает до 25 см. Таким образом, при давлении 10 атм средняя длина свободного пробега может уже и не быть малой по сравнению с размерами экспериментальной установки. Это будет зависеть от величины экспериментального устройства, но для дальнейших вычислений вопрос о величине свободного пробега имеет самое существенное значение. В данной главе мы предположим, что средняя длина свободного пробега мала по сравнению с любым характерным размером рассматриваемого устройства, если только особо не оговорено противное. Интервал значений длин свободного пробега, больших по сравнению с размерами прибора, называется областью течения Кнудсена, и эта область рассматривается в книгах по кинетической теории газов и по высоковакуумным системам. [c.178]

В кинетической теории разреженных газов, когда а Z, можно принять отсутствие экранирования частиц (молекул), а именно принять, что за время dt элементарную площадку dS достигают все частицы, находящиеся в параллелепипеде высотой W2 df l, а длина свободного пробега молекул Iq гораздо больше расстояний между hhmh(Zo Z). Такое предположение не проходит в подавляющем большинстве дисперсных смесей не очень малой концентрации, используемых, например, в виде кипящих слоев в технологических процессах. Действительно, уже при объемных концентрациях дисперсной фазы 2 0,1 расстояния между поверхностями частиц или размеры проходов между частицами становятся меньше их диаметра (I — 2а 2а) и частица не может свободно проскакивать между двумя другими. Таким образом, для не очень разреженных дисперсных смесей более характерным [c.212]

Если средние расстояния между пустотами или включениями нельзя считать малыми по сравнению с длиной свободного пробега излучения в материале защиты, большую роль начинают играть статистические колебания толщины материала между источником и точкой детектирования. В этом случае расчеты с использованием коэффициентов ЦэФф из формул (12.69) и (12.70) дают завышенную кратность ослабления излучения. Действительно, показано [1], что если г есть некоторая средняя толщина такой защиты между источником и рассматриваемой точкой, а Аг — отклонение от этой средней толщины, то среднее ослабление излучения между этими точками будет соответственно равно [c.167]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...