Распределение незаряженных частиц по скоростям

В настоящем параграфе рассматривается кинетика максвеллизации в системе незаряженных частиц, принадлежащих двум встречным потокам. Иначе говоря, начальное состояние системы задается двумя 6-образными функциями распределения. Расчет максвеллизации в системе с указанным типом неравновесности представляет самостоятельный интерес. Физическим примером такого рода задач может служить процесс установления равновесия по поступательным степеням свободы молекул, протекающий за фронтом ударной волны. Кроме того, максвеллизация может влиять на характер химических реакций в низкотемпературной плазме. При температурах порядка 10 ° К скорость некоторых химических реакций может полностью определяться скоростью появления молекул с энергией, превышающей некоторое пороговое значение. Существенным является также то обстоятельство, что в плазмохимических реакциях реагенты приводятся в контакт при смешении потоков. К сожалению, пространственное рассмотрение максвеллизации в газовых системах в настоящее время провести не удается. Это, естественно, ограничивает область применимости результатов расчет ов. Однако можно проследить основные кинетические закономерности релаксационного процесса, а в некоторых случаях получить практические рекомендации. [c.200]

Действием электромагнитных полей на незаряженные частицы в плазме можно пренебречь Если не рассматривать больших градиентов давления и турбулентных пульсаций потоков, то заметные отклонения № равновесных ФР нейтральных частиц по скоростям могут быть вызваны только неупругими столкновениями и, в частности, химическими реакциями Неупругие столкновения и химические реакции приводят к обеднению ФР частицами соответствующих, как правило, высоких энергий, а упругие столкновения восстанавливают нарушенное равновесие. Заметные нарушения максвелловских распределений и, как следствие, заметные изменения скоростей неупругих процессов и химических реакций возможно только в том случае, если сечения их достигают величины, близкой к величине сечения упругого рассеяния. [c.63]

В ядре серы соотношение частиц устойчиво 16 протонов н 16 нейтронов. Нехватка одного электрона в электронной оболочке серы (от фосфора осталось 15 электронов вместо нормальных для серы 16) указывает на то, что получается ион серы. Значок р- означает испускаемую из ядра р-частицу (электрон). В уравнении фигурирует еще и v (нейтрино) — незаряженная элементарная частица ничтожной массы, испускаемая из ядра одновременно с электроном. Она не участвует в перераспределении зарядов и соотношении масс тяжелых частиц (нуклонов) атомного ядра, но играет важную роль в установлении нового баланса энергии. Дело в том, что после описанного превращения ядра ( трансмутации ) новое ядро обладает избытком энергии, от которого оно должно избавиться, чтобы придти в истинно стабильное состояние. Часть этой энергии уносит вылетающая с большой скоростью р-частица. Другая ее часть удаляется в виде энергии движения нейтрино. Избыточная энергия ядра после трансмутации — величина, строго определенная для данной реакции р-распада, но распределение этой энергии между р-ча-стицей и нейтрино происходит случайным образом, поэтому интересующая нас энергия р-частицы в каждом единичном акте р-распада может иметь любое значение —от максимальной (Ета) до нулевой. [c.159]

Теория, основанная на статистической механике [51], предполагает, что реагирующие частицы характеризуются максвелловским распределением. Незаряженные молекулы, вступающие в реакции с ионами, находятся в термическом равновесии, которое существенно не нарушается небольшим числом соударений с электронами. Однако распределение ионов по скоростям в пространстве зависит от их положения в ионном источнике. Это обстоятельство учли Джиомо-зис и Стивенсон [52]. Согласно их данным, в общем случае скорость реакции V в некоторой точке может быть выражена с помощью функций распределения ионов Д и молекул Д и микроскопического сечения реакции ст. Обозначив относительную скорость движения реагирующих частиц V = — а имеем [c.83]

Нейтроны — незаряженные частицы. В дифракционных экспериментах длина волны нейтронного потока должна быть того же порядка, что и длины валентных связей. В рентгеноструктурном анализе обычно используют медное излучение с = 1,54 А. Нейтроны с длинами волн такого порядка испускаются при температуре -100° и называются тепловыми. Они имеют значительно более низкую энергию (0,025 эВ) по сравнению с рентгеновским излучением (10 ООО эВ) и не разрушают кристаллы белков, поэтому набор дифракционных данных для нейтронов можно получить от одного кристалла, что является несомненным достоинством метода. Недостаток метода нейтронной дифракции — малая интенсивность потока частиц. Распределение скоростей нейтронов, из которого вырезается монохроматический поток, отвечает кривой Максвелла. Интенсивность первичного потока нейтронов по крайней мере на два порядка слабее характеристического излучения рентгеновской трубки. Выше отмечалось, что способность атомов рассеивать нейтроны существенно не зависит от порядкового номера в Периодической системе элементов Менделеева. Поэтому метод изоморфного замещения с использованием тяжелых атомов бесполезен в нейтроноструктурном анализе белков. Альтернативный подход к решению фазовой проблемы еще не найден. В связи с этим для расшифровки нейт-ронограмм необходимо использовать данные рентгеноструктурного анализа. К настоящему времени с помощью метода нейтронной дифракции в комбинации с рентгеноструктурным анализом получены полные трехмерные структуры следующих пяти белков трипсина, лизоцима, миоглобина, рибонуклеазы и крамбина (разрешение 2,2 2,2 1,4 2,8 и 1,3 А соответственно ошибка в определении координат < 0,3 А) [548]. [c.167]

Цель этого этапа — сокращение числа уровней и сортов частиц, учитываемых отдельно. Б слзпгае максвелловского распределения тяжелых незаряженных частиц по скоростям и больцма-новского распределения молекул по вращательным уровням можно просуммировать балансные кинетические уравнения по вращательным уровням. Это сокращает число уравнений по крайней мере на два порядка величины. Такая операция может быть проделана для широкого круга неравновесных систем (см. гл. III, IV). [c.35]

Характер отклонений определяется законом изменения частоты столкновений электронов с незаряженными частицами в зависимости от скорости. Если V — onst ф ф (Ve) (а = Оо ё ), из (3.28) следует распределение Дрювестейна для низкоэнергетической части ФР, т. е. [c.76]

При Я+=Я уравнение (3.22) дает симметричную кривую распределения, которая становится все более сжатой по мере уменьшения капелек. Доля капелек с нулевым зарядом резко возрастает по мере уменьшения их радиуса. При радиусе в 1 мк 90% капелек имеет средний абсолютный заряд равный 5 элементарным зарядам. Лабораторная проверка распределения зарядов в экспериментальной облачной камере дала довольно хорошее согласие с теорией. Кроме того, установлено, что результаты опытов Джиллеспи и Ленгстрота с пылями, подвергнутыми старению настолько, что первоначально возникшие трибоэлектрические заряды успели рассеяться, также можно объяснить с помощью теории Ганна. Форма теоретической кривой распределения близка также к экспериментальной кривой Канкеля для первоначально незаряженного подвергнутого старению в течение разных промежутков времени аэрозоля хлорида аммония с частицами диаметром 0,7—Зжл (рис. 3.10). Ганн рассмотрел также скорость изменения заряда частиц высокозаряженной пыли вследствие диффузии к ним природных ионов, но ему не удалось проверить экспериментально выведенное им соотношение. Однако в работе Уесснера и Ганна было обнаружено, что аэрозоли с существенно различной первоначальной электризацией всегда приходят примерно к одному и тому же конечному стационарному распределению при длительном выдерживании в сильно ионизированной атмосфере. Позднее эти же авторы показали экспериментально, что уравненпе (3.22) справедливо также при неодинаковой подвижности положительных и отрицательных ионов и окончательно подтвердили то мнение, что заряды частиц в старых аэрозолях обусловлены тепловой диффузией легких ионов, обычно присутствующих в атмосфере. [c.92]