Молекулы, средний пробег

Таким образом, средняя скорость молекул газа увеличивается с его абсолютной температурой и уменьшается при увеличении массы молекул. Средняя длина свободного пробега молекул (среднее расстояние между двумя последовательными столкновениями молекулы) определяется выражением [c.238]

Нижним пределом применения закона Стокса являются условия осаждения, при которых размеры взвешенных частиц достигают величины, равной среднему пробегу молекул среды /(, со взвешенными частицами. В этом случае закон сопротивления принимает форму [c.86]

Возможны и другие, менее строгие, но более наглядные теории вязкости и теплопроводности, связанные с представлением о среднем пробеге молекулы I. Последний определяется как величина, равная среднему расстоянию, пробегаемому молекулой между двумя ее последовательными соударениями. [c.62]

При выполнении условия (64,4), т. е. в случае, когда средний пробег велик по сравнению с линейными размерами движущегося тела течение вокруг него будет свободным мо лекулярным. В таких течениях влиянием тела на распределение скоростей беспорядочного теплового движения молекул можно пренебречь, а поэтому можно принять, что в окружающей газовой среде имеет место распределение скоростей Максвелла (13,2), в котором скорость дрейфа = равна скорости полета тела с обратным знаком. Таким образом, мы будем рассматривать происходящие явления в системе координат, связанной с самим телом. [c.331]

Допустимость предположения о сплошности среды следует из рассмотрения числовых значений некоторых величин, характеризующих реальные жидкости и газы, а именно количества молекул в единице объема, размеров молекул, средних расстояний между ними и длин свободного пробега молекул. Па основании закона Авогадро установлено, что при нормальных атмосферных условиях на уровне океана (температуре 15 °С и давлении 760 мм ртутного столба) в одном кубическом сантиметре воздуха содержится 2,7 10 молекул. (Жидкости, имеющие большие плотности, чем газы, содержат еще большее количество молекул в таком же объеме - 3,4 10 ). При этом средний диаметр молекулы воздуха, если ее принять за шар, имеет величину порядка 3 10 см, а среднее расстояние между молекулами и длина свободного пробега молекулы составляют 10 см и Ю см соответственно. Огромное число молекул в кубическом сантиметре, достаточно малые их размеры и расстояния между ними дают основание пренебречь дискретностью газов (тем более жидкостей) и считать, что они непрерывным образом заполняют весь занимаемый ими объем. Действительно, если представить себе исчезающе малый объем воздуха (например, 0,001 мм ), то в нем, несмотря на его малость, все-таки будет содержаться 2,7 10 молекул. Из-за малости длины свободного пробега молекулы следует ожидать, что все изменения, происшедшие с пей, пе замедлят сказаться па ближайших молекулах, т. е. возмущения, возникшие в какой-либо точке пространства, занимаемого жидкостью, будут передаваться в соседние точки. При этом можно считать, что величины, претерпевшие возмущения, будут меняться непрерывным образом. [c.9]

Кнудсеновская диффузия - диффузия, при которой диаметр пор меньше среднего пробега молекул. [c.680]

Кроме того, улучшить временное разрешение можно за счет увеличения скорости дрейфа электронов либо повышая напряженность электрического поля, либо подобрав газовую смесь, скорость дрейфа в которой в несколько раз выше, чем в чистых инертных газах. Особенно часто используют аргон с 5-10%-й примесью углекислого газа или азота. В такой смеси газов в результате неупругих соударений электронов с молекулами углекислого газа резко снижается средняя энергия электронов, увеличивается их средний пробег между соударениями и как следствие растет скорость дрейфа. [c.80]

Численное значение D зависит от молекулярно-кинетических характеристик диффундирующего вещества и среды, в которой происходит диффузия. Напомним, что такими характеристиками являются средняя скорость U теплового движения молекул, средняя длина их свободного пробега Л и эффективное сечение молекул в процессе их соударений. В молекулярно-кинетической теории газов выводится следующее соотношение для коэффициентов диффузии в газах D = UA/3. Для диффузии в газах при высоких давлениях, когда молекулы уже нельзя полагать точками, и тем более для диффузии в капельных жидкостях значения коэффициентов диффузии приходится определять на основе экспериментальных измерений. [c.346]

В высоком вакууме (10-2—10- мм рт. ст.) испаренные молекулы без столкновений или торможения попадают непосредственно с поверхности испарения на поверхность конденсации (прямоточная схема). Расстояние между поверхностью испарения и поверхностью конденсации меньше длины свободного среднего пробега молекул разность температур 50—100 °С [c.528]

Величина среднего пробега молекул при /= [c.10]

I — длина среднего пробега молекул очищаемого газа в см. [c.42]

Для воздуха средний пробег газовых молекул при 0°С [c.46]

I — длина среднего пробега молекул очищаемого газа в см. Предварительно принимая время пребывания газа в электрофильтре т = (2 4) X сек, можно определить потребный объем электрофильтра [c.19]

Численные значения коэффициента молекулярной диффузии находят опытным путем или же определяют по полуэмпирическим зависимостям [см. уравнения (II. 16) — (II. 19)] [111, 112]. Таким -образом, когда средний пробег молекулы в газовой фазе велик по сравнению с радиусом поры, то коэффициент диффузии задается потоком Кнудсена [уравнения (III. 24), (III. 25)] если же X < 2г, то происходит молекулярная диффузия. [c.74]

Для воздуха средний пробег газовых молекул при 0°С I = =0,6. см, а при температуре 120°С [c.25]

Мь — средний пробег молекулы р — давление [c.41]

Как указывалось выше, газовые молекулы движутся от одного столкновения до другого прямолинейно. После столкновения, в общем случае, изменяется направление прямолинейного движения. Путь молекулы от одного столкновения до другого называется свободным пробегом. Если принять для молекулы среднюю арифметическую скорость ее движения при данной температуре и подсчитать число столкновений ее с другими молекулами, то длина свободного пробега будет равна скорости, деленной на число столкновений в единицу времени. [c.237]

Кроме уширения линий в спектре КР за счет давления, флуктуации плотности газа при любом давлении будут также изменять ширину релеевской линии. По-видимому, при низком давлении газа релеевская линия подвержена просто доплеровскому уширению в соответствии с выражением (321), в частности, это было показано для аргона и водорода при атмосферном давлении [320]. При более высоких давлениях, однако, наблюдается обычное бриллюэновское рассеяние [326, 327], а также стимулированное бриллюэновское рассеяние [328, 330]. Объяснение эффекта Бриллюэна в газах следует искать в жидкостной модели газа. Бриллюэновское рассеяние наблюдается тогда, когда средний пробег молекул в газе меньше длины упругой термической волны для данного угла рассеяния [331]. К таким условиям сжатие газов приводит при данной температуре, но само по себе оно не оказывает влияния. Так, обычное бриллюэновское рассеяние в Аг, Хе, N2, СО2 и СН4 наблюдалось при комнатной температуре и атмосферном давлении [332]. Изменение направления наблюдения рассеянного излучения от направления возбуждающего излучения (рассеяние вперед ) до противоположного направления (рассеяния назад ) позволило оценить влияние на спектр типа флуктуаций, от гидродинамического до кинетического характера. Самый малый бриллюэновский сдвиг наблюдался для ксенона при угле рассеяния 10,6°, температуре 25,2 °С и давлении 795 мм рт. ст. и составлял 0,0016 см [332]. Эффект бриллюэнов-ского рассеяния рассматривался также с позиций кинетической теории газов [333]. [c.333]

Число столкновений выражается через средний свободный пробег молекул от одного столкновения до другого и среднюю скорость молекул. Число столкновений 2 , испытываемое какой-либо одной молекулой за 1 сек, равно средней скорости и, деленной на величину среднего пробега т. е. = —. Чтобы получить [c.269]

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]

Первый этап — выявление применимости закона Стокса к разделению конкретной гетерогенной системы. Нижнюю границу применимости закона Стокса можно не проверять, так как поправку к формуле Стокса необходимо вводить только в том случае, если размер выделяемой частицы сравним по порядку со средним пробегом молекул среды. В реальных производственных системах соответствующие величины далеко не сравнимы, поэтому проверка нижнего предела не имеет практического значения. [c.46]

Таким образом, когда средний пробег молекулы в газовой фазе велик по сравнению с радиусом поры, то коэффициент диффузии задается потоком Кнудсена [уравнения (П.20), (11.21)] если же I < 2г, то происходит молекулярная диффузия. [c.66]

При высоких давлениях средний пробег молекул незначителен и зона реакции мала. Если в пламени протекает экзотермическая реакция, температура очень быстро повышается. Внутри пламени возникают резкие температурные градиенты, и легко достигается температура 3000 К. [c.189]

Для молекулярной перегонки служит сосуд, в котором расстояние молчду испаряющей поверхностью и конденсатором меньше длины свободного пробега молекулы. Молекулярпую перегонку осуществляют в глубоком вакууме, так как в пном случае пробег молекулы недостаточно велик при давлеппн 1 мм рт. ст. средний пробег молекул воздуха равен 0,00562 см, а при давление 0,001 мм рт. ст. — 5,62 см. [c.84]

При давлениях, близких к атмосферноцу, преобладающей в процессах конверсш углеводородов является кнудсеновская диффузия- С повышением давления наблщцается постепенный переход к объемной диффузии. Для большинства катализаторов диаметр пор равен среднему пробегу молекул - примерно при 2,5 МПа. Следовательно, можно, считать, что диффузия в микропорах катализатора лежит в переходной области для всех режимов конверсии. [c.68]

Столкновения между молекулами. Средний свободный пробег. Относительная роль сто.чкиовений молекул друг с другом и со степкой проще всего определяется сравнением характерных размеров пор с длиной свободного пробега молекул. Для простого газа, а в первом приближении и для изотопной смеси средний пробег X, который молекулы совершают в газе за данное время между последовательными столкновениями (или средний свободный пробег ио Максвеллу), определяется как результат деления средней скорости V на частоту межмолекулярных столкновений Гг. [c.59]

В химии эквивалентом потенциального барьера является энергия активации того или иного процесса. Между тем перенос некоторых понятий молекулярнокинетической теории на коллоидные объекты не всегда корректен. Критерием корректности является соотношение между длиной элементарного теплового скачка молекулы (или частицы) и расстоянием, на которое необходимо переместиться молекуле (или частице) для преодоления барьера, т. е. шириной барьера. Для молекул средняя длина элементарного теплового скачка — это длина свободного пробега, а ширина барьера может быть принята равной нулю. Иначе говоря, молекуле всегда достаточно одного скачка для преодоления очень узкого барьера. С коллоидными частицами дело обстоит иначе длрша скачков частицы не больше длины свободного пробега молекул среды, а ширина барьера соизмерима с толщиной ДЭС, т. е. на порядки больше. Поэтому для прохождения барьера необходимы сотни и тысячи броуновских шагов, причем в нуж- [c.630]

Интенсивности пиков, соответствующих массам ионов исходных молекул, дают возможность определять относительные концентрации атомов. Если рекомбинация атомов между реакционной трубкой и ионным источником пренебрежимо мала, то этим путем можно непосредственно определять абсолютные концентрации атомов. Как правило, на практике такое условие выполнить невозможно, если только нет способа предохранить молекулы газовой пробы от соударений друг с другом. Такие бес-столкновительные системы отбора проб использовались в экспериментах они состоят из серий газоотборных сопел, разделенных быстро откачиваемыми секциями, с помощью которых молекулярный пучок можно направить в источник ионов масс-анализатора. Увеличению интенсивности пучка в значительной степени способствует образование фронта ударной волны после того, как газ, расширяясь после первого газоотборного сопла, приобретает сверхзвуковую скорость. Это заметно коллимирует пучок. Второе сепарирующее сопло выделяет центральную часть этого пучка и направляет его в источник ионов [77]. К сожалению, конструктивные требования по объединению системы сверхзвуковых атомарных и молекулярных пучков с источником этих частиц, находящимся под низким давлением, таким, как струевая разрядная установка, трудновыполнимы. Поэтому во многих практически работающих установках используется обычная газоотборная система с эффузионным молекулярным пучком, в которой диаметр первого сопла не слишком велик по сравнению с длиной среднего пробега молекул. Фонер [70] показал, что можно добиться значительного увеличения чувствительности (отношения сигнал/шум), если такой пучок прерывается колеблющимся язычком, а ионный ток регистрируется с помощью фазочувствительного усилителя, соединенного с механическим модулятором. Система такого типа применялась для исследований радикалов НОг [78]. [c.320]

Мы получили формулу, в точности совпадающую с формулой, найденной Бриджменом [5] из некоторых весьма элементарных соображении о передаче тепловой энергии волнами, распространяющимися со скоростью звука. Бриджмен прилагал соотношение (18) к теплопроводности ряда жидкостей при 30° С и нашел, что оно прекрасно воспроизводит экспериментальные данные. Отсюда можно сделать вывод, что теплопроводность жидкостей по своему механизму схожа с теплопроводностью твердых тел и что несомненно в жидкостях существенную роль играет молекулярная передача тепла яри посредстве беспорядочных волн, распространяющихся со звуковой скоростью, средний пробег которых сравним со средним расстоянием между молекулами. Все это в совокупности дает веские аргументы в пользу того волнового механизма вязкости яшдкостей, которйй описан в 3. [c.40]

Теряя энергию, а-частицы в веществе будут создавать на своем с пути (трек) различное количество ионов и возбужденных молекул, например, а-частица полония-210, полностью замедляясь, создает > в воздухе около 150 тыс. пар ионов и довольно большое число воз-Обужденных молекул. Однако химические реакции, сопровождающие прохождение излучений через вещество, зависят не только от числа возникших активных продуктов, но и от их концентрации (особенно в треке), которая, в свою очередь, определяется скоростью потери энергии излучения в веществе. Скорость потери энергии выражается в единицах линейной потери энергии (ЛПЭ), которую можно определить как линейную скорость потери энергии (локально поглощенной) ионизирующей частицы, проходящей через данную среду [1 ]. Единица измерения величины ЛПЭ — обычно ки-поэлектронвольт на микрон кэв1мкм). В табл. 2.3 приведены некоторые средние пробеги и величины ЛПЭ в воздухе и воде для наиболее часто встречающихся энергий а-частиц. [c.17]

I — средний пробег газовых молекул для коксового газа при 0° С, равный 1,12 10см, а при 52° С [c.41]

В тех случаях, когда средний свободный пробег велик по сравнению с диаметром пор, никаких новых явлений пе наблюдается, так как вынужденный поток будет потоком Кнудсена. Это происходит потому, что в этом случае на молекулы пе действует разность общего давления и молекулы движутся совершенно независимо друг от друга. Однако когда средний пробег невелик по сравнению с радиусом поры, то в случае разности общего давления будет наблюдаться поток Пуазейля (ламинарный поток). В таких случаях общий поток молекул отдельного вида слагается из потока диффузии, вызванного градиентом парциального давления этого вида молекул, и из переноса молекул, вызванного потоком Пуазейля, в котором молекулы движутся со скоростью, пропорциональной их концентрации. В тех случаях, когда общий поток данного вида молекул А через поперечное сечение поры слагается из обычной диффузии и потока Пуазейля, скорость его описывается следующим уравнением [c.501]

Из реакционного сосуда продукты горения удалялись ртутным диффузионным насосом. Углекислота вымораживалась жидким воздухом в специальной ловушке. Окись углерода окислялась в топке, содержащей палладизированный асбест, и улавливалась, как углекислота, а оставшийся кислород выкачивался из системы трехступенчатым ртутным диффузионным насосом. Давление держалось от 1 до 20- 10- мм рт. ст., что обеспечило кислородным молекулам свободный пробег порядка диаметра реакционного сосуда. Скорость газового потока составляла 4 м сек. Камера реакции имела диаметр около 6 см, так что молекулы в среднем пребывали [c.138]

Для этого диаметр капилляра должен быть меньше среднего пробега молекул при высоком давлении. На рис. 9 показан аппарат Гросса для бомбы емкостью 1 л. При помощи такого аппарата производили синтез Тс2(СО)1о из ТсОа и синтез галогенопроизводных этого карбонила [38]. С успехом применяют также более простые формы пробирки Гросса с и-образпой капиллярной трубкой. [c.103]

Однако интенсивность ячейки Кнудсена неудовлетворительна, поэтому используются другие источники, например сверхзвуковое сопло. Схема сверхзвукового сопла изображена на рис. 1.3 [4]. Газ расширяется из зоны высокого давления через малое отверстие с диаметром D = 0,1 -г 1,0 мм в вакуум. Стрелками показано направление движения молекул газа в резервуаре и за его пределами. При обычно применяемом давлении Р = 10 Па (10 бар) средний пробег молекул внутри камеры на много порядков величины меньше D, что вызывает множество столкновений при движении и расширении газа в камере и приводит к состоянию, близкому к равновесию. При истечении газа из сопла температура его резко понижается на расстоянии уже нескольких сантиметров, что ведет к образованию кластеров из отдельных атомов и молекул. В качестве характеристики истечения идеальных газов из сопла и в какой то степени для кластеров кроме давления и температуры используются также числа Маха М = и/с, представляющие собой отношение скорости потока к локальной скорости звука с = (jkT/тпУ , у — ср/с . [c.18]