Кинетическая энергия движение сферы

Согласно модели биллиардных шаров Либби (1947 г,), атом отдачи теряет свою кинетическую энергию только в результате упругих взаимодействий с атомами решетки. Эти взаимодействия носят характер столкновения жестких сфер —биллиардных шаров. При этом механизме значительная или полная передача энергии происходит лишь при столкновении атома отдачи с атомом одинаковой или близкой массы. В таком случае энергия атома отдачи освобождается в результате всего нескольких столкновений с атомами решетки на пути не более десяти ангстрем. Это должно приводить к выделению большого количества тепла и повышению температуры в данной области решетки до 10 —10 °К. Время существования ( 10 сек) образовавшейся расплавленной зоны, включающей 3-10 атомов, достаточно для завершения протекающих химических процессов. Ввиду интенсивного движения атомов в расплаве следует ожидать химического взаимодействия между атомом отдачи и ато- [c.240]

Попытки аналитического решения рассматриваемой проблемы в области значений критерия Рейнольдса Ве > 1 наталкивались на серьезные трудности. Уже из уравнений (1.152) можно заключить, что при Ве > 16 позади сферы скорость меняет знак. Если в передней части сферы жидкость течет в направлении от большего давления к меньшему, то в кормовой части течение направлено против градиента давления. Такое движение должно сопровождаться переходом кинетической энергии в энергию давления. Однако вблизи поверхностей шара часть кинетической энергии теряется на трение, а оставшейся энергии недостаточно для преодоления повышающегося давления. Последнее обстоятельство и приводит к возникновению обратного (по сравнению с основным потоком) течения жидкости в кормовой части. Визуализация течения позади сферы указывает на возникновение вихревого кольца, свойства которого в настоящее время подробно изучены [121, 252]. [c.56]

При обсуждении влияния теплового движения на строение сольватного комплекса возник еще один вопрос какова вероятность того, что некоторые из диполей будут способны покинуть гидратную сферу, оставив в ней незанятые места. Это должно было бы привести к уменьшению среднего координационного числа гидратации п для данного иона. Были проведены вычисления, основанные на применении теоремы Больцмана. Результаты расчетов показали, что молекулы воды при 25° С, обладающие кинетической энергией, достаточной для ухода их из сольватной сферы, состав.ляют следующие доли от общего числа молеку,л в сольватных сферах [c.91]

Выведем уравнение изотермы адсорбции [18]. Лэнгмюр даёт кинетическое обоснование процессу адсорбции, исходя из представления о том, что адсорбция обусловливается существованием ненасыщенных валентностей на поверхности адсорбента. Эти направленные перпендикулярно к адсорбирующей поверхности валентности равномерно расположены на поверхности адсорбирующих участков (мест локализации) ). Молекулы адсорбируемого газа, совершая тепловое движение, попадают в сферу притяжения этих участков и адсорбируются. Происходит их уплотнение, конденсация на поверхности адсорбента. Но одновременно некоторые из уже адсорбированных молекул вследствие того же теплового движения, обладая достаточной кинетической энергией, отрываются от поверхности, испаряясь с неё. В конце концов устанавливается статистическое равновесие—за единицу времени количество испаряющихся молекул равно ко.личеству конденсирующихся. Это равновесие наступает тогда, когда скорость конденсации, рассчитанная на 1 см поверхности, становится равной скорости испарения. [c.9]

Устойчивость лиофобных коллоидных систем имеет в значительной мере кинетический характер. Система тем более устойчива, чем медленнее она коагулирует. Скорость коагуляции определяется броуновским движением частиц и энергией их взаимодействия при сближении другими словами, она зависит от величины радиуса сферы взаимного притяжения частиц Я, и от коэффициента их диффузии О. [c.149]

После многоступенчатых трансформаций химической энергии и совершения полезной работы в кинетической сфере временно ассимилированная энергия базисной реакции переходит постепенно в неупорядоченное движение молекул и рассеивается в виде тепла (полезно рассеиваемое тепло). [c.148]

Это уравнение представляет собой обобщение уравнения (4.1.19) на случай плотного газа, состоящего из одинаковых твердых сфер. Наконец, подставив вместо у) один из аддитивных инвариантов, как это было сделано с уравнением (4.1.20), получим обычные уравнения непрерывности (4.1.33), движения (4.1.34) и энергии (4.1.35). Единственное отличие заключается в том, что тензор напряжения Р и вектор теплового потока q состоят теперь, как мы указывали [см. (12.2.6)] из двух частей (кинетической и потенциальной) [c.358]

Ответ заключен в роли кинетической энергии электрона. Это НС кинетическая энергия движения по орбите вокруг ядра (которая может приводить к центробежной силе, удерживающей элект-рсч вдали от ядра), так как угловой момент электрона в основном состоянии равен из лю. Это можно видеть из рис. 14.3 сфери-чсскп-симметричная орбиталь не имеет узлов, а следовательно, и. логюго момента. Точнее, поскольку 1=0, величина углового момента [г(г-(-1)] г/1 равна нулю. Подходящая кинетическая энергия связана, таким образом, с кривизной орбитали в радиальном направлении. Классически это представляет собой движение электрона, качающегося взат-вперед вдоль радиуса. Для того чтобы притянуть электрон ближе к ядру, радиальная часть его волновой Функции должна быть более резко загнутой, но кривизна приво- чт к росту его кинетической энергпи. Наблюдаемое основное состояние с электроном, прижимающимся ближе к ядру, но также и значительно распределенным в области, достаточно удаленной от [c.479]

Рассматривать атомы как жесткие сферы целесообразно только при описании прочных связей, как З — О для более слабых связей типа Ка—О и К —О такое приближение явно непригодно. Оно также пе позволяет правильно описать взаимодействие молекул с атомами кислорода кольца во вpeilя адсорбции, так как при ЭТ01 не учитывается влияние других очень важных факторов. Например, проникновение молекулы в кристалл ч рез потенциальный энергетический барьер, создаваемый окном, в значительной степени зависит от кинетической энергии движения диффундирующей молекулы. При определении размеров ок ш большое значение имеет влияние температуры и тепловых колебаний атомов кислорода кольца, образующего окно. При комнатной температуре среднеквадратичное смещение атолюв может достигать 0,1—0,2 А с повышением температуры эффективный размер увеличивается, с понижением температуры — уменьшается. Это подтверждается при изучении адсорбции молекул с критическими размерами (гл. 8). Обычно наблюдается хорошая корреляция между размерами диффундирующих молекул и размерами окон, полученными на модели с жесткими сферами. [c.75]

Ионизащ1Я атома состоит в полном удалении электрона нз сферы действия ядра — математически говоря, в удалении электрона в бесконечность. Обратному переходу электрона из бесконечности на какой-либо определённый уровень энергии в атоме соответствует граница той серии спектральных линий, для которой этот уровень является нижним уровнем. Границе серии соответствует линия с наибольшей возможной в этой серии частотой V, равной vrp. Значение произведения /IV, соответствующее границе серии спектральных линий, у которой нижним уровнем является основной энергетический уровень валентного электрона в нормальном невозбуждённом атоме, равно энергии, которую нужно затратить, чтобы ионизовать атом. Если атом ионизуется вследствие удара о него электрона, то эта энергия берётся за счёт кинетической энергии движения электрона. Поэтому ионизация атома при столкновении с электроном может произойти лишь в том случае, если кинетическая энергия электрона достаточно для этого велика. Энергия электрона накопляется за счёт работы электрического поля, ускоряющего электрон, и определяется соотношением [c.194]

Этот процесс продолжается до тех пор, пока для вновь образовавшихся вихрей диссипируемая ими энергия не будет примерно равна их кинетической энергии. Подобные вихри постепенно затухают, расходуя всю свою энергию на преодоление вязкого трения, т. е. превращая ее в тепло. Размер такого минимального гипотетического вихря назы-. вается внутренним масштабом турбулентности и обозначается Если турбулентный вихрь представить как некоторое локализфванное за счет его движения образование жидкости сферической формы, а масштаб вихря принять за диаметр этого шарика , то для вихря масштаба X можно ввести понятие числа Рейнольдса по аналогии с этим числом для движущейся сферы [c.177]

С таких же позиций Шиннар и Чарч (1960) рассматривали действие турбулентности при коалесценции. Если кинетическая энергия относительного движения между двумя каплями Щ будет больше энергии адгезии между ними, то рекомбинация пе происходит. Энергию адгезии можно рассчитать пз известных условий стабильности коллоидных растворов и из формулы (где И а — энергия адгезии между двумя сферами одинакового диаметра). Поэтому [c.44]

Масса М определяется из выражения для кинетической энергии потока жидкости, возникающего при движении в ней твердой сферы. При этом предполагается, что на бесконечном уд.злении от сферы жидкость находится в покое. Выражение скоростного потенциала для рассматриваемого движения может быть получено путем добавления к выражению (А.15) члена —И гсозЭ, т. е. скоростного потенциала, обусловленного постоянной скоростью [c.150]

Под шероховатыми сферами понимают такие сферы, при столкновении которых приходящие в соприкосновение точки не обладают в общем случае одинаковой скоростью. Считается, что две сферы зацепляк т друг друга без скольжения. В начальный момент сферы деформируют друг друга, а затем энергия деформации превращается в кинетическую энергию поступательного и вращательного движения без каких-либо потерь. Относителььгя скорость сфер в точке контакта меняется на обратную. Эта модель удобна тем, что описание динамики столкновения шероховатых сфер не требует введения переменных, характеризующих ориентацию молекул в пространстве. [c.272]

Величина к мзшепястся от нуля, когда вся масса сосредоточена в центре сферы, до 2/3, когда масса распределена по поверхности сферы. Для сферы однородной плотности К—21Б. На рис. 11-1 приводится зависимость отношения коэффициентов теплопроводности для моделей шероховатых и гладких сфер (модель гладких сфер иоключает возможность перехода кинетической энергии поступательного движения в кинетическую энергию враша-тельного движения п обратно) от безразмерного радиуса вращения к. На рис. 11-2 приводится зависимость вычисленного по различным аппроксимациям фактора Эйкена /э от величины к. [c.274]

Перечислим вкратце эти расхождения. Абсолютная величина предэкспоненциального множителя для безбарьерного разряда, сравнение предэкспонент для безбарьерного и обычного разряда, абсолютная величина коэффициента разделения изотопов водорода на ртутеподобных катодах —все эти данные указывают на существенный вклад туннелирования для безбарьерных и безактивационных реакций, вклад того же порядка, что и для обычных электродных процессов. Вместе с тем, существование в этом случае барьера для туннелирования протона необъяснимо с точки зрения первой модели, в которой единственной причиной активационного барьера является движение по координате протона, и вполне естественно во второй модели. Направление влияния материала катода на предэкспоненциальный множитель и изотопный кинетический эффект и качественно разный характер зависимости изотопного кинетического эффекта от потенциала для разряда ионов Н3О+ и молекул Н2О четко указывают на отсутствие ожидавшейся в рамках первой модели связи между высотой активационного барьера и легкостью туннелирования протона. Близость энергий активации при разряде разных доноров протона в одном растворителе и их существенное различие для одного и того же донора в разных средах, заметное влияние на перенапряжение разряда одного и того же иона изменения его ближней координационной сферы — все эти факты указывают на определяющую роль для величины энергии активации реорганизации среды, а не растяжения разрываемой связи. [c.41]

Влияние магнитного поля на проводимость металла обусловлено его влиянием на движение электронов ( 4, 5). При этом следует помнить, что в отличие от равновесны.х термодинамических свойств кинетические характеристики (удельное сопротив-леп ие, коэффициент теплопроводности и т. д.) существенно зависят от магнитного поля и в классическом приближении. Иначе говоря, зависимость от магнитного поля проявляется, даже если не учитывать квантование энергии электрона в магнитном поле (см. введение). Характерным безразмерным параметром, определяющим роль магнитного поля, является отношение ГнН, где Гн — радиус орбиты электрона, а I — длина пробега. Так как радиус орбиты Гн обратно пропорционален магнитному полю малыми полями следует считать те поля, для которых Гц а большими — те, для которых выполняется обратное неравен ство. Радиус орбиты Гн для свободного электрона равен ср/еН где под р в этом случае следует понимать радиус ферми-сферы а в общем случае p=YS, где S — выделенное (например, экс тремальное) сечение поверхности Ферми. [c.219]