Плотность заряжения

При введении в детектор молекул анализируемых веществ, обладающих большим сродством к электрону (веществ, содержащих атомы галогенов, азота, кислорода и др.), медленные электроны захватываются ими с образованием соответствующих отрицательных ионов. При этом подвижность захваченных электронов резко падает и вместе с тем уменьшается плотность заряженных частиц за счет рекомбинации ионов, которая протекает значительно быстрее, чем электрон-ионные рекомбинации. Эти эффекты вызывают уменьшение тока детектора, пропорциональное (в линейной области) количеству анализируемого компонента (рис. П.26, а). [c.50]

В исследованиях применяли набор бомб со свободным объемом от 10 до 2000 см . Плотность заряжения (отношение массы сгораемого вещества к свободному объему бомбы) не превышала 0,5 г/см , а максимальное давление — 6000—8000 атм. [c.11]

Рассмотрим теперь устройства для изучения перехода горения во взрыв и детонацию. В описанных выше устройствах плотность заряжения была существенно ниже исходной плотности ВВ, что ограничивало величину и скорость dp dt нарастания давления. При ограниченной длине заряда и отсутствии прочной оболочки возникшее в этих условиях неустойчивое горение не переходило в детонацию. Одним из первых устройств, которое предназначалось для исследования возникновения детонации при поджигании, было разработано проф. Андреевым [6, 7]. В настоящее время это устройство широко известно под названием трубка Андреева . [c.13]

Прочность диска определяется путем сжигания в трубке крупнозернистого бездымного пороха. Такая тарировка определяет прочность диска в условиях медленно нарастающего давления. Реальная прочность диска обычно превышает измеренную, поскольку нарастание давления в опыте является более быстрым. Прочность самого стакана при указанных размерах составляла около 1000 атм. Воспламенение заряда ВВ производится шашкой пиротехнического состава. Для увеличения плотности заряжения стакан на некоторую высоту может быть залит гипсом. [c.13]

Проведенные исследования, выполненные в одинаковых условиях, позволяют провести классификацию различных ВВ по степени их устойчивости. Сравнивалась устойчивость горения образцов с газопроницаемостью, равной 10 дарси, когда начальный размер частиц, геометрические размеры заряда и условия сжигания были одинаковы. Полученные данные суммированы ниже для значений газопроницаемости к = 10 дарси, начального размера частиц г = 5—20 мк, длины заряда Ь = 40—70 мм, диаметра заряда 3 = 10 мм и плотности заряжения — 0,05 г см . Ниже приведены значения критических давлений срыва в атмосферах [c.79]

Существование данного эффекта было подтверждено дополнительно следующими экспериментами. Заряды диаметром = О мм из смеси перхлората аммония с полистиролом (б = 0,98) сжигали и проводили запись давления р 1) в процессе горения. В части опытов смесь запрессовали в тонкостенную (А = 5 мм) стальную оболочку, в другой части опытов применяли вкладной заряд, бронированный по всей поверхности, кроме верхнего торца и не соприкасающийся непосредственно с толстостенной (А = 20 мм) оболочкой. В последнем случае заряд при горении находился в условиях объемного сжатия. Плотность заряжения сохранялась постоянной. Было установлено, что при горении заряда, запрессованного непосредственно в тонкостенную оболочку, запись р I) испытывала резкий излом, свидетельствующий об ускорении процесса при давлении р кбар Горение вкладного заряда, который не соприкасался с оболочкой, до конца являлось послойным, при этом давление в оболочке превышало 4000 атм. [c.141]

Если характерный размер, на котор(]М заметно изменяется плотность заряженных астиц в плазме, много больше радиуса Дебая [c.290]

Целью настоящей статьи является краткое описание некоторых методов оптической пирометрии, применяемых для изучения распределения температуры и плотности заряженных частиц в плазменных струях. В качестве примера применения описанных методов приводятся результаты экспериментальной работы, выполненной авторами. [c.196]

Выдвигались предположения о том, что локальные поля, обусловленные шероховатостями поверхности, могут быть на самом деле намного больше, или что эмиссионные константы, используемые в расчетах, относятся к чистым металлам, в то время как поверхность катодов в разряде может быть покрыта какими-либо слоями, увеличивающими эмиссию. Однако в настоящее время нет убедительных доказательств за или против теории автоэлектронной эмиссии. Другое предположение заключается в том, что термическая ионизация раскаленных газов над катодным пятном создает нужные плотности заряженных частиц. Катод притягивает положительные ионы, которые обусловливают ток в области катодного падения. Механизм электронной эмиссии с катода до сих пор неясен. [c.288]

Для более правильного расчета давления при взрывах взрывчатых веществ необходимо было бы пользоваться уравнениями реального состояния газов (например уравнением Ван-дер-Ваальса). Кроме того, при подобного рода подсчетах в уравнение вводятся поправки на так называемую плотность заряжения и объем твердых продуктов разложения ВВ. Но так как этот вопрос относится к специальному "курсу теории ВВ, мы здесь на нем останавливаться не будем. [c.92]

При температуре плазмы Г порядка 20 000° К и плотности заряженных частиц п порядка 10 см энергия кулоновского взаимодействия заряженных частиц сравнима с тепловой W = 3/ 2kT и со- [c.312]

Ассоциативная ионизация проявляется при развитии искры, молнии. Первой стадией пробоя в газе при атмосферных давлениях является волна ионизации, которая движется к положительному электрону и создает проводящий канал с относительно малым числом и плотностью заряженных частиц. Далее волна ионизации движется в обратном направлении, создавая относительно высокую плотность заряженных частиц. В результате образуется проводящий канал в газе, по которому и происходит разрядка напряжения. При этом вторая стадия пробоя, отвечающая распространению волны ионизации к отрицательному электрону, не может быть объяснена движением ионов, ибо скорость ее велика (- 10 см/сек). Эта стадия пробоя связана [ПО] с появлением возбужденных атомов за счет поглощения фотонов, движущихся к положительному электроду. Сами фотоны возникают при излучении возбужденных электронным ударом атомов. Возбужденный атом приводит к образованию свободного электрона, который под действием внешнего электрического поля быстро размножается. Поэтому если испускаемый фотон движется по направлению к отрицательно заряженному электроду, то через некоторое время в ту область, где излучился фотон, вернется целая лавина электронов. В результате наблюдается волна ионизации (стриммер), движущаяся против тока электронов и приводящая к увеличению плотности заряженных частиц, т. е. к созданию проводящего канала. [c.83]

Рис. 14. Зависимость усредненного кулоновского сечения от температуры и плотности заряженных частиц (однократно ионизованная плазма)

Оно выполняется при достаточно больших значениях плотностей заряженных частиц и сравнительно низких температурах. Если, например, и и-1020 сж"3,то см, х 1.5-10 сл -1 ил х-0,15. [c.255]

В Токийском технологическом институте наряду с детальным изучением процесса разделения изотопов были проведены измерения параметров газоразрядной плазмы плотности заряженных частиц щ и температуры электронов Те- Измерялось время установления разделительного эффекта, его зависимость от величины разрядного тока, давления газа, длины и сечения сужения разрядной трубки. Полученные результаты согласуются с данными экспериментов, выполненных в РНЦ Курчатовский институт . Измеренные в Токийском технологическом институте зависимости Ne и Кг от давления показаны, соответственно, на рис. 7.4.14 и 7.4.15. Следует заметить, что полученный в работе [17 [c.348]

Уравнения состояния типа (3.1.2) для описания плотных газовых продуктов детонации (ПД) конденсированных ВВ на примере гексогена были конкретизированы в работе Н. М. Кузнецова, К. К. Шведова (1967) на основе обработки экспериментов, в которых измерялись скорости детонационных волн D и массовые скорости вещества v за ними нри подрыве зарядов гексогена разной плотности заряжения от 560 до 1720 кг/м При этом холодные составляющие Мр(р°) и рр р°) для продуктов детонации представлялись кубичными и квадратичными параболами. Естественно, что эти зависимости для единообразия представлений и расчетов нетрудно аппроксимировать и в виде потенциала Борна — Майера. Результаты этой аппроксимации для ПД гексогена приведены в Приложении. [c.249]

Рассмотрим результаты, полученные в работах Беляева с сотр. [10, 60J. Применялись пористые образцы диаметром 5 и 10 мм, длиной 40—70 мм. Начальный размер частиц составлял в основном 5—20 мк. Плотность заряжения была постоянной и равнялась 50 кг1м , быстрота изменения давления при послойном горении dp/dt = 0,1—10 атм1мсек. [c.76]

Особенно большие успехи в этом направлении достигнуты Гримом, Колбом и Шеном [8]. Контуры линий водорода они рассчитали с учетом уширяющего действия электронов, тогда как статистическое уширяющее действие ионов они вычислили с помощью функции Эккера [9], учитывающей корреляцию ионов и экранирующее действие электронов. Цикл работ [10] по сопоставлению контуров линий водорода, излучаемых дугой и ударной трубкой, с теорией Грима, Колба и Шена выявил вполне удовлетворительное соответствие теории с экспериментом, показав тем самым справедливость этой теории и обосновав возможность надежного измерения плотности заряженных частиц в области концентраций от 10 до 10 uohI m . Нижняя граница измеримых концентраций определяется тем, что при температурах порядка 10 000° К и iV- <10 кок/сж форма линий водорода в основном определяется эффектом, Допплера, тогда как верхняя граница устанавливается областью применимости теории Грима, Колба и Шена. Это связано с тем, что при iV > 10 uohI m неприменимы как приближение, принятое при решении волнового уравнения Шредингера для атома водорода, возмущенного столкновением с электроном, так и распределение Эккера для статистических полей, создаваемых ионами. [c.6]

Наряду с условием локального термического равновесия (понятие локальности термического равновесия между различными частицами в элементарном объеме плазмы дуги обусловлено неравномерным распределением температуры по сечению и длине столба электрической дуги), важным и необходимым условием существования термической плазмы электрической дуги является ее квазинейтральность. Квазинейтральность плазмы означает равенство объемных концентраций положительно и отрицательно заряженных частиц плазменной среды. Ввиду квазинейтральности частицы плазмы за пределами пространства, которое они занимают, не возбуждают электрического поля. Во многих теоретических работах [89, 97] квазинейтральность плазмы электрической дуги объясняется отсутствием достаточных сил для значительного нарушения ее электрического равновесия. Так, Дж. Самервиллом подсчитано [89], что при имеющихся в плазме любой электрической дуги плотностях заряженных частиц для отклонения системы от положения квазинейтральности с получением в объеме плазмы хотя бы небольшой доли заряженных частиц одного типа требуется колоссальная напряженность электрического поля, достигающая 10 —10 в1см. [c.9]

Обычно плотной плазмой называют сильно ионизованный газ, в котором плотность заряженных частиц достаточно высока, так что средняя электростатическая энергия взаимодействия между заряженными частицами сравнима с их тепловой анергией. В отличие от обычных газов, в плазме силы взаимодействия 1между заря кенн1>1ми частицами являются да льнодействующими, ввиду чего эффекты, связанные с взаимодействием, при невысоких температурах (—10 °К) могут быть значительными уже при плотностях заряженных частиц слг . Кроме того, в плотной [c.233]

Основные результаты исследований плотной плазмы. 13первые систелш заряженных частиц, взаимодействующих по закону Кулона, рассматривалась в работе Дебая и Хюккеля (1 ] в связи с построением теории сильных электролитов. Авторы из линеаризированного уравнения Пуассона определили экранированный кулоновский потенциал (потенциал Дебая —Хюккеля) и с его нохмощью вычислили термодинамические характеристики не слишком концентрированных электролитов. С физической точки зрения эта работа была недостаточно ясной. Позже появились критические исследования (например, [2]), в результате которых было установлено, что дебай-хюккелевская теория справедлива лишь нри сравнительно малых плотностях заряженных частиц, когда их средняя электростатическая энергия взаимодействия ё Ю (где е — заряд электрона, В — дебаевская длина экранирования) много меньше энергии теплового движения кТ. Нелинейным уравнением Пуассона пользоваться но имеет [c.234]

Рассмотрим некоторые характерные особенности найденных резонансов. Затухание Ландау для ионно-звуковых волн относительно мало, поэтому можно ожидать большого числа резонансных пиков, описываемых формулой (10), и их высокую добротность. Это выгодно отличает их от резонансов Тонкса—Даттнера. Однако более важным представляется другое обстоятельство — независимость соответствующих резонансных частот от плотности заряженных частиц в акустической области . Дело в том, что наличие неоднородности плазмы приводит к очень сильной зависимости частоты резонансов Тонкса—Даттнера от характера пространственного распределения заряженных частиц в слое плазмы. В частности, при наличии сильно размытой границы плазменного слоя эти резонансы практически отсутствуют [4]. Это делает их исследование мало перспективным с точки зрения диагностических приложений. В то же время резонансы, связанные с возбуждением акустических стоячих волн, свободны от этого недостатка. Что же касается резонансов, описываемых соотношением (11), то неоднородность плазмы должна влиять на них так же сильно, как и на резонансы Тонкса—Даттнера. [c.103]

Одним из наиболее серьезных ограничений всех теорий, основанных на моделях с непрерывным распределением плотности зарядов, является их неспособность объяснить образование ионных пар между фиксированными зарядами, принадлежащими полииону и протнвоионам. Образование таких ионных пар можно объяснить, если рассматривать близкое расположение зарядов вдоль макромолекулярной цепи и использовать значения коэффициентов активности для ионов, находящихся в области, занятой полиионом [772]. Это, но-видимому, значительно улучшает согласие теории с экспериментальными данными. Однако серьезные затруднения встречают не только теории, рассматривающие полиион как облако зарядов, поскольку модели, в которых явно учитывается цепной характер нолииона, в некоторых важных аспектах также не реальны. Например, Харрис и Райс [765] использовали очень низкое значение эффективной диэлектрической проницаемости 3)е, определяющей распределение экранирующего кулоновского потенциала, оправдывая это близким расположением фиксированных зарядов. Однако ясно, что в таком случае значение Зе должно зависеть от плотности заряженных функциональных групп цепи нолииона. Каких-либо попыток учесть влияние этого эффекта не предпринималось. Можно также отметить, что, согласно уравнению (VII-17), цепи различной длины должны иметь одинаковый коэффициент набухания при условии, что плотность ионизованных групп вдоль цепи сохраняется постоянной. Таким образом, [c.278]

С помощью простейших моделей рассмотрим эюлюцию диагональных элементов матрицы плотности заряженной частицы р (0 в кристалле. Если пренебречь изменением [c.230]

Как аналоги природных мукополисахаридов можно рассматривать полисахариды, модифицированные периодатным окислением, а затем окислением альдегидных групп хлорит-ионом (дикарбоксилполисахариды) (1.8). Аналогично полиакриловой кислоте (35), они проявляют противовирусную активность и ингибируют рост опухолей, но без сопутствующих токсических эффектов. К тому же они способны к биодеструкции по окисленным ангидроглюкозным звеньям и обладают высокой плотностью заряженных групп, если окислено каждое мономерное звено. [c.20]

Отсюда Z2 равно приблизительно —5, т. е. в среднем 5 карбоксиметиль-ных групп оказывают влияние на каждый положительный заряд белка. В основе этих вычислений лежат весьма широкие допущения, но по крайней мере величина, полученная для 22, вполне приемлема, если принять во внимание вероятную пространственную плотность заряженных кластеров карбоксиметильных групп по отношению к размерам белковых молекул. [c.105]