Пробег свободный

Собственно говоря, мы должны еще принять во внимание расстояние между обоими положениями покоя и вместо / подставить обратное сопротивление трубки молекулярного потока. Однако мы можем без особых размышлений пренебречь временем пробега свободной молекулы по сравнению со временем пребывания ее па поверхности, тем более, что величина / в конце концов все равно выпадает. [c.64]

При этом мы ввели упрощающие предположения 1) электроны пробегают свободно всё анодное падение, не обладая начальными скоростями в начале этого пути 2) электроны от анода не отражаются. При стационарном состоянии количество освобождаемой электронами энергии W г.ънo количеству энергии 5, теряемой анодом вследствие излучения и теплопроводности = 8. Определить 5 можно [1713], построив анод, нагреваемый специально подведённым током, и измерив, при какой мощности тока температура нагрева анода при отсутствии разряда та же, что и во время дугового разряда. О равенстве температур при разряде и при постороннем нагреве можно судить, измеряя сопротивление анода путём применения весьма слабых токов, не нарушающих теплового равновесия, или определить эту величину пирометрическими методами. Из равенства [c.522]

НО удаляются от своего первоначального положения. Расстояние, проходимое молекулой от столкновения до столкновения с другой молекулой, получило название свободного пробега. Свободный пробег молекулы в газе в разные мгновения различен на практике обычно ограничиваются определением среднего пробега, величина которого постоянна при заданной температуре и давлении. Средний свободный пробег молекулы газа можно найти опытным путем, измерив вязкость, теплопроводность или скорость диффузии газа. [c.31]

Диффузия вещества А внутрь частицы сквозь поры. Если диаметр пор велик по сравнению со средней длиной свободного пробега молекул, это будет молекулярная диффузия, а если диаметр пор мал — кнудсеновская диффузия. В последнем случае молекула сталкивается со стенками поры чаще, чем с другими молекулами при каждом столкновении со стенкой она мгновенно адсорбируется (без реакции) и вновь десорбируется под случайным углом. [c.122]

Зависимость (111.20) применима и для расчета диффузии внутри пористых тел (катализаторов, сорбентов, ионитов) до того момента, пока радиусы пор не станут равными средней длине свободного пробега и процесс перейдет в кнудсеновскую область (см. стр. 50). [c.89]

Для элементов слоя из непористого материала определение Хт трудностей не представляет. Для пористых материалов необходимо учитывать теплопроводность среды, заполняющей поры и структуру пор. Отличие пористых тел от зернистых засыпок состоит в том, что твердая фаза здесь является сплошной, а газовая или жидкая может быть дисперсной. На коэффициент теплопроводности пористого тела Хтэ влияет как внутренняя пористость, так и средний диаметр пор, Точнее, отношение этой величины к длине свободного пробега молекул газа, заполняющего поры [3, 18]. [c.107]

Здесь V — средняя скорость молекулы Л — средняя длина свободного пробега молекулы. [c.65]

С помощью зависимости (6-25) можно объяснить физический смысл коэффициента проводимости Н. В случае турбулентного потока появляется, как уже было сказано, нерегулярный вихревой поток макроскопических неустановившихся скоплений частиц. Нерегулярное движение этих молекул жидкости подобно описываемому в кинетической теории газов движению отдельных молекул, а это значит, что частицы жидкости движутся вдоль характерного пути пробега V, называемого путем смешения. Путь смешения играет в этом случае ту же роль, что средняя длина свободного пробега молекул газа. Второй характерной для турбулентного потока величиной является среднее колебание скорости (и). В соответствии с уравнением (6-25) значение Н будет представляться произведением двух величин [c.65]

К — коэффициент теплопроводности, ккал (м-ч-град) или вт/ м град)% А — средняя длина свободного пробега, л [c.74]

Можно определить среднюю длину свободного пробега молекулы L,, т. е. среднее расстояние между двумя последовательными столкновениями. В данном случае L, будет равно общему пути, проходимому молекулой за 1 сек, деленному на число столкновений [c.139]

Зависимость числа столкновений и длин свободного пробега от температуры определяется соотношением [c.143]

Распределение длин свободного пробега [c.145]

Вычисленная ранее средняя длина свободного пробега дает лишь значение, усредненное по большому числу столкновений. Чтобы найти, как конкретно изменяются длины свободного пробега, сначала необходимо вычислить вероятность того, что молекула пройдет после своего последнего соударения путь х, ни разу не столкнувшись с другими молекулами. Очевидно, что функция распределения f x) должна удовлетворять условиям /(0) = 1и/(с )=0. [c.145]

Теперь найдем вероятность того, что молекула пройдет путь х без столкновений, но обязательно столкнется на следующем отрезке Да . Это и будет искомой функцией распределения Р х) длин свободных пробегов. [c.145]

Среднее значение длины свободного пробега L равно [c.146]

Нетрудно убедиться, что f(x) есть интегральная форма Р х), она соответствует тон доле молекул, которая имеет длину свободного пробега, превышающую X. Половина всех молекул будет иметь длину свободного пробега, большую 0,7 L, тогда как только 36,5% всех молекул имеют длину свободного пробега, большую Z. Лишь, l,83 (i молекул будут иметь длину свободного пробега больше чем AL и только 45 из миллиона будут пролетать расстояние, превышающее 10 L . [c.146]

Если произвести аппроксимирование, заменив Ьс максвелловской средней длиной свободного пробега L, одинаковой для всех скоростей, то, проинтегрировав по всем скоростям, получим [c.159]

В табл. 111.1 приведены некоторые экспериментальные данные, полученные для коэффициента вязкости и постоянной Сезерленда. Следует отметить, что из-за отсутствия независимых данных о диаметре молекул нельзя проверить зависимость от поперечного сечения. Наоборот, обычно значения вязкости используются для вычисления средних диаметров и средних длин свободных пробегов. [c.161]

Если плотность газа в системе так мала, что средняя длина свободного пробега имеет тот же порядок, что п расстояние между плоскостями, или больше, то в такой системе изменяется и механизм переноса. Перенос в этом случае происходит не посредством столкновений между молекулами газа, а в результате столкновений молекул с плоскостями (так как в среднем молекула не претерпевает соударений на пути от одной пластины к другой). Можно подсчитать перенос количества движения непосредственно [c.161]

Когда плотность газа между двумя пластинками с различными температурами такова, что средняя длина свободного пробега молекул газа значительно превышает расстояние между пластинками, то перенос теплоты происходит непосредственно путем соударений молекул с пластинами. Этот процесс можно проанализировать по аналогии с процессом переноса количества движения при малых плотностях. [c.164]

Лучшее совпадение получается, если заменить Li на величину (1,2) а L2 на (2,1), причем (1,2) — средняя длина свободного пробега для частиц 1 только по отношению к частицам 2, а (2,1) — соответственно для частиц 2 [c.168]

Использование средней длины свободного пробега (1,2) вместо i для смеси возможно при допущении, что каждый газ препятствует диффузии только другого газа. Это достаточно логично, если рассмотреть действительный процесс столкновений. Когда сталкиваются две одинаковые молекулы, они просто обмениваются головными компонентами количества движения, и это никак не влияет на общую компоненту количества движения частиц в направлении потока. Таким образом, подобные столкновения в нервом приближении не будут влиять на потоки молекул и, следовательно, на диф- [c.168]

В некоторой точке поверхности фронта волны будут усиливать друг. друга. Таким образом, создается граница, при которой давление, температура и плотность изменяются почти дискретно. Это и составляет продвигающийся ударный фронт, толщина которого примерно равна длине среднего свободного пробега. [c.407]

Для целей расчета можно грубо оцепить />дз из теории броуновского движения )д.ч = Zas а/6, где Zas — число соударений А с ближайшими молекулами растворителя S в 1 сек, а ) а — средняя длина свободного пробега. [c.427]

Последующее развитие теории детонации было направлено на описание явления с учетом различных проявлений возмущений, возникающих во фронте детонационной волны. Теоретически рассматривались также некоторые свойства детонационной волны, в частности концентрационные пределы ее распространения. На основании анализа взаимосвязи между детонацией и обусловливающей ее химической реакцией горения Я. В. Зельдович пришел к выводу, что в детонационной волне вследствие большой скорости ее распространения изменение состояния газа происходит на длине свободного пробега молекулы (величина порядка см). В этих условиях теплопроводность и диффузия активных центров не могут принимать участия в механизме распространения детонационной волны. Способность смеси к распространению детонации определяется скоростью химических реакций, обусловливающих ее самовоспламенение во фронте детонационной волны. [c.142]

Диффузия в порах будет приближаться к диффузии в газовой фазе, когда средняя длина свободного пробега диффундирующих молекул меньше радиуса пор (при определенных температуре и давлении). В этих условиях большое влияние на диффузию будут оказывать столкновения диффундирующих молекул. Коэффициент диффузии не зависит от радиуса пор, но обратно пропорционален давлению. Поскольку в нормальных условиях величина средней длины свободного пробега молекул имеет порядок 10- см, а под давлением 300 ат —порядок 10 см, в порах с радиусом > 10 см будет преобладать молекулярная диффузия. [c.284]

Число носителей тока здесь ие и.шеиястст с температурой, а их подвижность при ее повышепии падает главным образом из-за возрастания колебаний атомных осто1Юв в решетке металла и вызванного этим сокращения эффективного сечения свободного пробега электронов. В полупроводниках, как и в металлах, подвижность носителей тока с температурой уменьшается, ио одновременно растет число его носителей, которые прп можно представить функцией Больцмана [c.138]

Примечание. Л/— молсиулпрный вес а — диаметр в — средняя скорость Ь — средний свободный пробег 2 — частота столкновений. [c.143]

Таким образом, X есть обратная величина среднего свободного пробега /, уже вычисленного раньше. Величину Р(х) можно втлразить через L [c.146]

Если в одном из них поддергкивается вакуум, то будет происходить односторонний переход молекул в эвакуированный сосуд (см. рис. VII.7). Поток молекул будет подчиняться законам аэродинамики, когда это отверстие велико по сравнению со средней длиной свободного пробега молекул L если же отверстие мало по сравнению с этой величиной, то поток будет совершенно беспорядочным и не будет происходить никакого существенного изме- [c.146]

Последним примером применения эф-фузиоппого потока является так называемый абсолютный манометр, предложенный Кнудсепом [9] для измерения очень ма-/хих давлений. Если около нагретой поверхности на малом расстоянии по сравнению с длиной свободного пробега молекул газа подвешен диск, то будет происходить эффузия молекул газа, находящихся в пространстве между поверхностью и диском, в остальной газ и обратно (рис. VII.8). Скорость, с которой молекулы входят в пропорциональна PgTg , где Tg — температура газа, а [c.148]

Число молекул, участвующих в этих столкновениях, будет равно 22( т (так как в каждом столкновении принимают участие две молекулы). Из молекул, нринимавшпх участие в столкновениях, доля Р (с, г) с будет иметь скорости от с до с + йс. Кроме того, доля Д. соз ф/4л7- будет иметь скорости в направлении элемента ДЛ, и только доля будет иметь среднюю длину свободного пробега, превышающую г — средняя длина свободного пробега молекул со скоростью с см. разд. VII.8Д). [c.158]

Мы сделали дополнительное приближение, предположив, что число столкновений Z в любой точке не зависит от расстояния между плоскостями d. Это сп 1аведливо, если средняя скорость с> VL d, где Vljd— разность еко]зостей двух слоев газа, находящихся на расстоянии средней длниы свободного пробега. При этих условиях молекулярная плотность каждого слоя постоянна и большинство столкновений н])оисходит между молекулами, которые имеют существенно одно и то же максвелловское распределение. Если это условие пе удовлетворяется, то будут иметься существенные градиенты плотности и температуры и тогда весь анализ не приложим. Эти условия эквивалентны утвер-падению, что скорости движущихся плоскостей малы по сравнению со скоростью звука. [c.159]

Последняя формула для коэффициента вязкости [уравнение (VIII.3.11)] показывает, что коэффициент вязкости г] не должен зависеть от давления и должен изменяться пропорционально корню квадратному из Т. Этот довольно удивительный вывод о независимости коэффициента вязкости от давления был блестяще подтвержден на опыте. Так, при изменении давления от 1 10" до 20 атм изменение коэффициента вязкости для большинства газов не превышает 10%. При очень высоких давлениях (свыше 100 атм) вязкость становится примерно пропорциональной плотности, однако при этом средние длины свободного пробега молекул имеют такой же порядок величины, как и диаметр молекул, и весь вывод нарушается. [c.160]

Валлею и Винтеру [14] удалось получить уравнение, подобное уравнению Чен-ме)1а, из развитого здесь простого рассмотрения средних длин свободного пробега. Работа основана иа более ранной теории Ферса [15] и позволяет оценить коэффициенты А , с хоро-1НИМ совпадением с экспериментальными данными. [c.171]

Для большинства газов DJ примерно равно средней длине свободного пробега и очень близко к 10 см при стандартных температуре и давлении (см. табл. VIII.3), так что в объеме 500 см гд 5 см) значение Р должно быть порядка 0,002/е мм рт. ст. или выше для того, чтобы диффузия имела значение для обрыва на стенках. Таким образом, если эффективность захвата радикала стенкой равна 1, то диффузия играет важную роль при давлениях выше 0,002 мм рт. ст. Однако если е = 10", то это давление равно 20 мм рт. ст. или выше. Ниже этих давлений радикалы гибнут на стенках, но заметные концентрационные градиенты отсутствуют. [c.386]

Зависимость, приведенная для коэффициента турбулентного обмена, аналогична зависимости для коэффициента молекулярной диффузии D= 3lav, где /о—длина пути свободного пробега молекулы, а и — средняя скорость молекулы. Если I не превосходит глубину фронта пламени в ламинарном потоке бн, то поверхность пламени должна остаться гладкой , однако, как оказалось, и в этом случае наличие турбулентности интенсифицирует обменные процессы. Величина 5н равна примерно 1 мм. Теория рассматривает поверхностное горение турбулентных объемов газа, когда 1<8 , и объемное горение, когда [c.166]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология