Уравнение движения упругой среды

Для вывода основных дифференциальных уравнений фильтрации упругой жидкости в упругой пористой среде необходимо воспользоваться уравнением неразрывности потока, уравнениями состояния пористой среды и насыщающей ее жидкости и уравнениями движения. При этом используем подход, развитый в гл. 2, в соответствии с которым в качестве уравнения состояния среды и жидкости используются упрощенные эмпирические соотношения. Как показывают результаты лабораторных экспериментов на образцах пород-коллекторов, а также опыт разработки месторождений, в ряде случаев наряду с изменением пористости вследствие происходящих деформаций существенны изменения проницаемости пластов. Особенно это относится к глубокозалегающим нефтяным и газовым месторождениям. Это вызывает необходимость учета в фильтрационных расчетах как при упругом, так и при других режимах фильтрации изменений проницаемости с изменением пластового давления (см. гл. 2). Развитию теории упругого режима с учетом этого фактора посвящено большое число исследований. Однако изложение этого раздела в более общей постановке, предусматривающей также введение в уравнения фильтрации зависимости проницаемости от давления, заметно усложнит изложение, поэтому авторы считают целесообразным, сохранив традиционный подход, рекомендовать читателям обратиться к монографиям, посвященным этому вопросу. [c.134]

При анализе закона дисперсии длинноволновых колебаний ak 1) мы отмечали его совпадение с законом дисперсии звуковых колебаний сплошной среды. Однако интересно проследить, как упрощаются сами уравнения движения кристалла в случае длинноволновых колебаний, т. е. каким образом реализуется предельный переход от уравнений механики кристаллической решетки к уравнениям сплошного твердого тела. Ясно, что в качестве одного из результатов такого предельного перехода мы должны получить известные уравнения теории упругости. [c.90]

Нахождение деформированного и напряженного состояния кристалла при наличии объемных сил требует решения уравнения движения упругой среды [c.99]

Соберем, наконец, полную систему дифференциальных уравнений, описывающих упругие поля в кристалле при наличии движущихся дислокаций. Эта система состоит из уравнений (16.6), (17.2) и уравнения движения сплошной среды [c.271]

Рассмотрим общие уравнения динамики. Будем предполагать, что поля деформаций и температуры не связаны друг с другом и могут быть определены независимо. Рассмотрим сначала случай, когда однородная изотропная линейно упругая среда заполняет все пространство применим к левой и правой частям системы уравнений движения в перемещениях (в векторной форме, вытекающей из (1.85) при Y = 0) [c.23]

Таким образом, для неустановившегося ламинарного движения сжимаемой среды в упругой цилиндрической трубе круглого сечения имеем систему уравнений (9.33) и (9.34). Эти уравнения применимы и в случае неустановившегося турбулентного движения среды, если неизвестные величины считать усредненными по Рейнольдсу, что будет допустимым, когда характерное время исследуемого процесса значительно превышает временной масштаб турбулентных пульсаций. [c.246]

Рассмотрим влияние магнитного поля на распространение упругой волны в предварительно изотропной среде. Вызванное волной движение электрических зарядов приводит к появлению поперечного эффекта Холла. Задача сводится к решению системы уравнений Максвелла совместно с модифицированным уравнением движения, учитывающим силу, которая действует со стороны магнитного поля на поперечный ток Холла. Запишем в компонентной форме необходимые при рассмотрении данной проблемы уравнения Максвелла и уравнения связи [c.88]

В качестве модели разрушения выбрана модель Леонова — Панасюка. В этой модели растягивающие напряжения не могут превосходить некоторого значения а , которое, очевидно, следует интерпретировать как предельную прочность материала. При такой интерпретации по порядку величины должно приближаться к модулю упругости. У трещины образуется зона ослабленных связей , представляющая собой поверхность разрыва смещения, на которой нормальное напряжение равно Оп. Разрыв нормальной компоненты смещения не превосходит некоторой величины 6 . Там, где этот разрыв превосходит бк, образуется свободная трещина. В рамках этой модели разрушения рассмотрена для вязкоупругой среды плоская задача в поведении тела с изолированной внутренней трещиной длиной /о под действием растягивающего напряжения о. Задача решается в квазистатической постановке, т. е. движение предполагается настолько медленным, что инерционными членами в уравнении движения и динамическими потерями можно пренебречь. Процесс считается протекающим мгновенно , если время протекания этого процесса мало по сравнению со временем релаксации для данной вязкоупругой среды, хотя скорость роста трещины при этом может быть малой по сравнению со скоростью распространения упругих волн в этой среде. [c.98]

Введение эквивалентного механического сопротивления 2 есть подмена системы с распределенными параметрами (поверхности) системой с сосредоточенными параметрами (таким же, по сути, вибратором), обеспечивающей дополнительное затухание колебаний. Затем при рассмотрении волнового движения использованная система с сосредоточенными параметрами (тело Фойгта), в свою очередь, заменялась системой с распределенными параметрами другого типа — сплошной неограниченной вязкоупругой средой, а капиллярные волны — поперечными волнами сдвига. При этом появляющийся в рассуждениях модуль М% есть модуль сдвига гипотетической сплошной среды, в которой комплексное волновое число сдвиговых волн такое же, как было бы у поперечных капиллярных волн на рассматриваемой поверхности раздела фаз, если бы она оказалась неограниченной. Далее находилось выражение для механического сопротивления этой сплошной среды в случае А, по известным формулам, связывающим волновое число упругих волн и модуль сдвига для неограниченного волнового поля с механическим сопротивлением. Затем, возвращаясь на исходные позиции, в полученное уравнение на место Г подставлялись выражения для Г и Г" капиллярных волн, связанные с величиной межфазного натяжения. [c.18]

При воздействии силы на анизотропную среду в ней возникнут упругие возмущения. Тогда уравнения движения этих волн в тензорной форме примут следующий вид [c.130]

Однако в неоднородной среде фазовая скорость зависит от частоты (дисперсия волн), а при больших интенсивностях воздействия реальные среды нельзя считать упругими [55]. Поэтому при больших амплитудах, а также при импульсном воздействии скорость распространения энергии колебаний (групповая скорость волны) может существенно отличаться от рассчитанной по формуле (10). В простейшей теории упругой среды процессы сжатия и растяжения ее элементарных объемов считают обратимыми (т. е. протекающими без изменения энтропии) и, следовательно, адиабатическими. В таком адиабатическом приближении переменное давление, возникающее от переменного сжатия и разряжения (звуковое давление), в любой данной точке среды можно считать функцией только координаты и времени. При этом условии колебательную скорость V и плотность среды р связывают со звуковым давлением р тремя уравнениями в частных производных по координате г и времени т уравнение движения [c.21]

Методы кинетической теории материи было бы желательно при-.менить для описания динамики плотных газов, законов движения неоднородных сред в нижних слоях атмосферы, а также законов движения жидких и газообразных сред при высоких давлениях. Первые попытки обобщить кинетическое уравнение Больцмана яа плотные газы были сделаны в первой половине нашего века работах Энскога, где молекулы газа рассматривались как твердые упругие сферы конечного диаметра а. Так как взаимодействие таких молекул происходит практически мгновенно, то представлялось возможным не зп1итывать тройных соударений и соударений более высокого порядка. Энскогом были проведены необходимые расчеты и вычислены коэффициенты переноса. Вычисления локазали, что теоретические значения коэффициентов переноса совпадают с опытными значениями до давлений в несколько сот атмосфер. Как видно, первые попытки применения кинетической теории для описания динамики плотных газов дали вполне удов- Летворительные результаты, поэтому представляется целесооб- разной дальнейшая разработка этой теории для описания динамики плотных сред, в первую очередь применительно к неоднородным редам, в частности к дисперсным системам. [c.102]

Некоторые успехи были достигнуты при выводе уравнений движения трещины в вязкоупругой среде, подвергаемой растяжению или сдвигу. В этом случае использование критерия разрушающей д )ормации приводит, в основном, к тем же результатам, которые получают на основании энергетического критерия. Как для упругих, так и для вязкоупругих систем сделан вывод, что энергетический критерий неустойчивости, как его обычно выражают, не приводит к представлению о распространении трещины и, следовательно, о разрушении образца. Скорее, он определяет состояние неустойчивого равновесия, из которого система должна быть выведена для того, чтобы произошло разрушение. [c.153]

В качестве параметров состояния модели можно принять деформации упругих элементов и температуру, причем энергия 11 есть функция этих параметров. Рассеяние 1 принимается равным мощности, идущей на работу вязких элементов. Отсюда на основании первого и второго начал термодинамики необратимых процессов можно построить выражение энтропии, свободной энергии и других термодинамических функций через макроскопические деформации, напряжения и температуру в виде некоторых операторов по времени, содержащих ядра ползучести и релакса--ции. Это позволяет написать в дополнение к обычным уравнениям движения частицы вязко-упругой среды еще и уравнение распространения тепла. [c.73]

Рассмотрим модельную систему уравнений движения периодической линейной вязко-упругой среды [c.67]

Рассмотрим упругие колебания некоторой ограниченной области G а а R , заполненной средой с е-периодической структурой. Уравнения движения имеют вид [c.160]

Поскольку в акустической волне смещения частиц среды малы по сравнению с расстояниями, на которых эти смещения заметно меняются, то вязкостью можно также пренебречь. Тогда уравнение (1.8) можно записать в упрощенном виде (1.9). Оно линейно относительно Р и V и описывает движение частиц среды под действием сил упругости. Линеаризуя подобным образом уравнение неразрывности, получаем выражение (1.10). [c.12]

Система ( .4.5) может быть записана в виде одного уравнения для Р. В таком виде можно записать систему уравнений движения при упругом режиме уравнения изотермической фильтрации газа и уравнения фильтрации в нелинейно деформируемой среде, так что система ( .4.5) описывает достаточно общую ситуацию. [c.141]

Следует отметить, что в приведённом выше расчёте поглощения звука игнорировалось то обстоятельство, что газ не является непрерывной упругой средой, но состоит из отдельных молекул, взаимодействующих друг с другом только в моменты соударений, а в промежутках между соударениями движущихся с различными скоростями. Различие в скоростях движения отдельных молекул приводит к дополнительному поглощению звука. Поглощение звука, обусловленное дискретностью газовой среды, может быть учтено коэффициентом поглощения Как показывает расчёт [306], коэффициент поглощения ое. определяется уравнением [c.14]

Построение уравнения Больцмана для псевдоожиженного слоя. Псевдоожиженный слой интерпретируется как смесь двух сред — газа и твердой фазы. Предполагается при этом, что характерный размер частиц твердой фазы намного больше характерного размера частиц (молекул) газа продолжительность столкновений между любыми частицами считается пренебрежимо малой по сравнению со средней продолжительностью свободного движения частиц все частицы считаются упругими вероятность одновременного столкновения трех и более молекул газа или трех и более частиц твердой фазы пренебрежимо мала по сравнению с вероятностью столкновения двух молекул газа или двух частиц твердой фазы. [c.162]

Вблизи абсолютного нуля амплитуда колебаний атомов очень мала, так как энергия связей, удерживающая элементы кристаллической решетки, неизмеримо больше энергии теплового движения, вызывающего колебания атомов в кристалле. Поэтому он ведет себя как абсолютно упругое тело, т. е. вещество можно считать сплошной средой (континуумом) и не принимать во внимание его атомистической природы. Тесное взаимодействие частиц приводит к спектру частот от минимального значения v = О до предельной, характерной для каждого вещества величины v. Вычислив энергию, а затем теплоемкость такой системы (заменив при этом интегрирование разложением в ряд и оставив только первый член ряда), после преобразований и упрощений получим уравнение Левая [c.58]

Динамические характеристики однородной линии круглого сечения с упругими стенками при движении вязкой сжимаемой среды можно определить с помощью уравнений (9.33) и (9.34) [c.267]

Отметим принципиальную особенность вывода уравнений реологии (3.12.16) и (3.12.19). Он не содержит прямых указаний на то, что сопротивление деформированию ПКС является вязким. Более того, по форме выражение (3.12.17) напоминает уравнение состояния идеального газа. Фигурирующая в нем величина пкТ равна, как известно, давлению газа, а величина Р рассматривалась как сила упругого сопротивления, поскольку ее действие вызывало изменение потенциальной энергии частицы в узле решетки. Для сравнения отметим, что вывод формулы Эйнштейна и ее модификаций с самого начала предполагал вязкий тип напряжений. Это выразилось в том, что сопротивление деформированию суспензии определялось как сопротивление вязкой среды, усиленное благодаря особенностям ее течения в присутствии недеформируемой фазы. Примем во внимание, что силы вязкого сопротивления — это силы, обусловленные потерями энергии, подводимой к системе при ее деформировании. Для доказательства того, что сопротивление деформированию является вязким, необходимо выяснить, где и как при деформировании происходит диссипация энергии — ее превращение в теплоту. Ответ содержится в выражении для работы зРИ упомянутой силы. Согласно этому выражению, деформирующая сила совершает работу, идущую на увеличение потенциальной энергии частицы, только на первой половине (х/2) полного пути Л частицы из одного равновесного положения в другое. В силу симметричного вида зависимости потенциальной энергии частицы от ее смещения из положения равновесия на второй половине п>ти сила сопротивления меняет знак на обратный. Следовательно, на второй стадии движения частица не может оказывать сопротивления деформированию. По этой причине в выражении для работы и фигурирует только половина полного пути. Движение частицы на втором отрезке пути идет под действием внутренних сил деформированной решетки, которые не совершают никакой полезной работы, т. е. полученная на первой половине пути энергия теряется. Механизм превращения этой энергии в теплоту не имеет принципиального значения. Можно, например, считать, что она превращается в энергию упругих колебаний частицы возле положения равновесия, которые постепенно передаются всем частицам, превращаясь, таким образом, в их тепловое движение. В таком варианте диссипации не требуется наличия вязкой дисперсионной среды, и поэтому теория применима к описанию вязкостных свойств обычных жидкостей, в которых дисперсионной средой является ничто — межмолекулярные пустоты. Для суспензий более подходит схема передачи энергии вязкой дисперсионной среде при самопроизвольном движении в ней частицы на второй части пути. Это важно при вычислении времени релаксации вакансий и величины потенциального барьера движения частиц в решетке, величина которого определяет частоту переходов частиц в соседний узел. [c.694]

Приведенные расчеты продолжительности испарения капель имеют ориентировочный характер, ибо вывод основного уравнения (32.9) был основан на весьма упрощенном механизме испарения. В частности, совершенно не учитывалась полидисперсность аэрозоля, которая вследствие различной скорости движения капель в потоке газа приводит к сталкиванию и сливанию капель. При выводе уравнения не учитывалась также потеря тепла каплями за счет теплового излучения, влияние кривизны поверхности капель на упругость паров вещества и пр. Наконец, некоторые параметры, необходимые для расчета продолжительности испарения, в частности коэффициенты диффузии молекул испаряющегося вещества в газовой среде пламени, отсутствуют. Поэтому при расчете приходится прибегать к данным измерений для близких по составу сред. [c.255]

Если ротор жесткий, то место приложения сил не играет существенной роли и гидромеханические силы в смазочном слое подшипников и в каналах рабочих колес, а также электромагнитные силы могут быть объединены. Тогда уравнения (1) — (10), описывающие движение статически ненагруженных роторов с жидкостной смазкой подшипников, остаются справедливыми, если в них вместо величины угловой скорости (о ввести со/, где / — некоторый коэффициент, причем / > 1 при действии дополнительного возбуждения по вращению ротора / < 1 при противоположном направлении этого возбуждения. В первом случае частота автоколебаний, отнесенная к угловой скорости ротора, повышается, а во втором — снижается. При этом в обоих случаях движение статически ненагруженных роторов остается неустойчивым. При наличии стабилизирующих факторов — статической нагрузки, гидростатической подачи смазки и пр. названные виды возбуждения могут проявляться весьма различным образом. В турбинах и других машинах, где / > 1, воздействие рабочей среды берет на себя значительную часть дополнительных сил демпфирования и упругости и тем самым существенно снижает устойчивость. Это непосредственно следует из приведенного ниже уравнения (17) гл. IV, в котором повышение величины О равносильно возрастанию параметра /. Известны случаи, когда по этой причине роторы оказывались неустойчивыми даже при большом статическом эксцентрицитете цапф вплоть до Хо = 0,9. Особенно неустойчивы низкотемпературные турбодетандеры, перерабатывающие газ в его состоянии, близком к конденсации паров. [c.130]

Среди перечисленных соотношений наилучшее согласие с экспериментом дает уравнение Панченкова [52]. Согласно Панченкову передача движения от одного слоя к другому происходит в результате временного объединения молекул на границе слоев. Распределение молекул по скоростям считается больцмановским, а межмолекулярные соударения рассматриваются как упругие столкновения шаров объемом (О. Полученное уравнение не содержит каких-либо произвольных констант и, несмотря на очевидную ограниченность модели, позволяет с достаточной точностью рассчитать вязкость индивидуальных жидкостей и их бинарных смесей в зависимости от температуры, давления и состава. Практические расчеты, однако, ограничены, так как определение некоторых величин, необходимых для вычислений, труднее, чем экспериментальное определение вязкости [55]. [c.82]

Движение упруго-вязких (максвелловских) жидкостей изучено еще недостаточно. Многочисленные исследования в области течения дисперсных систем, обладающих упруго-вязко-пластическими свойствами, проведены Регером, Воолем, Тябиным [28, 31]. Последним выведены уравнения движения упруго-вязко-пластнческой среды в плоском пограничном слое (при обтекании плоской пластинки), — см. гл. 4, [c.101]

Простые линии с постоянной по длине толщиной стенок, материал которых имеет одинаковый модуль упругости, назовем однородными. Неустановившееся движение рабочих сред в однородных линиях круглого сечения без учета тепловых процессов в среде описывается уравнениями (9.33) и (9.34). Необходимые для этих уравнений граничные условия определяются характеристиками местных сопротивлений, подключе 1ных к концам линий. В общем случае однородные линии относятся к линиям с распределенными параметрами. [c.259]

В работе [28] проанализйрована реакция неограниченной упругой среды на изменение давления на поверхности внутренней полости, имитирующей микро -дефект, от исходного уровня до нуля. Записывая уравнение движения в сферических координатах, полагая начальные условия нулевыми и приравняв нормальные напряжения в материале на границе полости и давление внутри нее, авторы получили общее решение задачи в виде лапласовского изображения колебательного смещения. Общий анализ полученного выражения достаточно сложен, однако практически важные результаты могут быть получены, если предположить, что изменение давления происходит скачком, т.е. p(t) = ро 1(f), где 1(0 - ступенчатая функция [c.177]

Нормальные напряжения в вязкоупругой среде. Появление нормальных напряжений при сдвиговом течении вязкоупругой среды обусловлено тем, что в этой жидкости развиваются большие упругие деформации, и вследствие этого необходимо записывать реологическое уравнение состояния для элемента объема, перемещающегося в пространстве, и учитывать кинeмa икy движения среды. Этот факт был отражен выше введением в реологические уравнения состояния среды с дискретным распределением времен релаксации дифференциальных операторов различного строения. Очень наглядно влияние перемещения среды в пространстве на возникающие напряжения прослеживается при анализе движения вязкоупругой среды с непрерывным распределением времен релаксации, описываемым принципом суперпозиции Больцмана. [c.335]

Для горных пород в большинстве случаев наиболее подходящей является модель хрупкого тела. Возможны также и комбинации различных моделей. Так, при ка-муфлетном взрыве ) в скальном грунте вблизи заряда движение грунта может описываться уравнениями сыпучей или пластической среды, в средней зоне, разрушенной радиальными трещинами, — уравнениями для стержней, а вдали от зарядов — уравнениями теории упругости. [c.374]

Один из методов заключается в сведении поставленной задачи к двум более простым краевым задачам, причем вторая из них при выполнении некоторых условий частично может быть линеаризована. Этими условиями являются малость возмущений в среде, обусловленных упругими перемещениями оболочки. При Этом уравнения движения оболочки, вообще говоря, остаются нелинейными. Лниеаризован11ые уравнения движения среды имеют переменные по времени и координатам коэффициенты. [c.10]

Мы не приводим здесь выражения тензора давления для других моделей непрерывных сред. Заметим, однако, что путем простого обобщения тензора давления Ньютона (2.96) можно получить тензор давления Рейнольдса для турбулентного движения и уравнения движения Рейнольдса [20]. Необходимо отметить также, что с помощью различных форм равновесной части Р тензора давления можно точно описать модели пластических, упругих и реологических систем и получить хорошее согласие с экспериментальными фактами. Хотя все эти модели различных систем имеют фундаментальное значение для физиков, реологов и химиков, занимающихся термомеханическими свойствами пластических материалов, рассмотрение таких моделей не входит в задачу настоящей работы. Основная причина этого заключается в том, что систематическое применение неравновесной термодинамики к термомеханическим и реологическим системам началось лишь несколько лет назад. Мы отсылаем читателя к фундаментальным работам Клютенберга [21]. [c.80]

Если упругие свойства среды описываются обобщенным законом Гука, что имеет место для большинства твердых тел в отсутствии начальных напряжений, при малых деформациях и вдали от точек фазовых превращений, то уравнения движения произвольного элемента среды мо- [c.328]

Щелкачев В. Н, Основные уравнения движения уиругой жидкости в упругой пористой среде. ДАН СССР, т. 52, № 2, 1946. [c.284]

Волновые явления в упругой среде газа в предфорсуночных полостях и форсунках камер сг( )ания энергетических установок можно описать основными уравнениями акустики, рассматривающей распространение звуковых колебаний. Эги уравнения выводятся в предложении малых амплитуд колебаний и отсутствия в среде постоянной скорости. Для собственно газовых каналов форсунок, где скорость движения среды может бьпъ значительной, ее необходимо учитывать. Ограничимся рассмотрением наиболее простых звуковых волн, которые распространяются в одном направлении внутри прямых труб неизменного поперечного сечения. Поверхностью волны в этом случае является плоское поперечное сечение трубы. Поэтому такие волны являются плоскими. [c.114]

Современные теории сплошной среды. Разработка реологических уравнений неиьютоновских жидкостей, которые совмещали бы в себе идеи вязкости и упругости, как раз и является предметом современных теорий сплошной среды. Есть надежда на то, что все многообразие наблюдаемых в экспериментах явлений удастся описать с помощью лишь относительно небольшого числа функций (таких как т](х) в модели обобщенной ньютоновской жидкости) илн констант (таких как т н п в степенном законе). На сегодмяшннй день основные усилия в этой области концентрируются на изучении реологических простых жидкостей, представляющих собой такие материалы, в которых напряжения в каждом элементе зависят лишь от истории его деформации, но, например, не от движения соседних элементов. Такое определение до сих пор представляется достаточно широким, так что к данному классу относятся все неньютоновские жидкости. С точки зрения конкретных приложений это утверждение о напряжениях в простых жидкостях не особенно ценно. Полезные частные формы реологического уравнения можно установить, используя определенные упрощающие предположения или об особенностях рассматриваемого течения, илн о свойствах самого материала. Многие из таких уравнений приведены в [11. [c.170]

В гл. 6 были рассмотрены законы движения твердых тел в жидкостях (включая капельные и упругие) и получены формулы для расчета скорости свободного осаждения частиц под действием силы тяжести. Эти же формулы могут применяться при расчете скорости осаждения мелких капель в газе. При осаждении капель жидкости в жидкой среде благодаря внутренней циркуляции в капле скорость движения капли может быть на 50% выше, чем скорость твердой сферической частицы эквивалентного диаметра. При загрязнении капель примесями или в присутствии поверхностно-активных веществ тенденция к циркуляции сильно снижается скорость осаждения таких капель, называемых жесткими , следует рассчитать по уравнениям, полученным для твердых частиц. В случае чистых капель скорость осаждения возрастает с увеличением размера капли только до определенного (критического) значения их эквивалентного диаметра (размер капель d выражается как диаметр сферы, объем которой равновелик объему капли). Капли с / > / р в процессе осаждения периодически меняют свою форму и называются поэтому осциллирующими. Скорость осаждения осциллирующих капель с увеличением их размера немного уменьшается. [c.211]

Предсказание профиля резиста требует моделирования экспозиции и проявления. Для количественного описания распределения энергии в полимерном слое, помещенном на подложку, наиболее часто используется метод Монте-Карло. Он состоит в моделировании траектории электронов в системе резист — подложка на ЭВМ. Взаимодействие электрона со средой представляет собой ряд последовательных отражений, при которых происходит изменение направления движения электрона и потеря им энергии. В большинстве подходов используют модель с одним отражением, направление которого случайно. При этом предполагается, что направление движения электрона изменяется в результате его упругого отражения от атомного ядра, причем угол столкновения может быть вычислен из приближенных решений уравнения Шре-дингера, предложенных Борном [7]. Угловое распределение рассеянных электронов зависит от потенциала. Чаще всего используют потенциал Томаса — Ферми, рассчитываемый в предположении, что на движущийся электрон действует атомный заряд близлежащего ядра, величина которого корректируется с учетом электронной оболочки атома. Предполагается также, что между двумя упругими столкновениями электрон движется по прямой с длиной, равной среднему свободному пути, и теряет энергию. Потерю энергии электроном обычно рассчитывают в соответствии с приближением постепенного понижения (метод СЗОА) по уравнению Бете [c.216]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология