Длина свободного пути ионов

За исключением искусственно получаемого изотопа а-частицы испускаются только естественными радиоактивными ядрами. Следы а-частиц можно видеть в камере Вильсона. Пересыщенный водяной пар в такой камере стремится к конденсации. Если а-частица движется через эту камеру, то она ионизирует молекулы воздуха, отрывая от них электроны. Образуемые ионы действуют как центры конденсации, на которых водяной пар, конденсируясь, образует маленькие капельки. Таким образом, вдоль всего пути частицы возникает тонкий след в виде капелек воды. Длина этого пути и есть свободный пробег частицы в соответствующей среде. След составляет прямую линию, и если рассматривать а-радиоактивные ядра только одного вида, то длина пробега всех испущенных частин, будет одинаковой величины. Пробеги а-частиц в воздухе лежат в пределах 2—10 см (см. рис. 3. 5). [c.37]

Для того чтобы расшифровать явления разряда в газах, необходимо изучить не только все перечисленные выше элементарные процессы, но и характер движения электронов и ионов в газе при наличии электрического поля и без него. Сюда относятся вопросы о подвижности ионов и электронов, вопросы о распределении скоростей и энергии в беспорядочном тепловом движении ионов и электронов. Такое движение всегда накладывается на переносное движение в поле, а иногда и превосходит последнее по своему значению для разряда (когда ненаправленный беспорядочный ток больше направленного). В той же связи существен вопрос о длине свободного пути электронов и ионов, точнее — об эффективном сечении атомов и молекул по отношению к тем или иным актам их взаимодействия с электронами и ионами, и вопрос о характере рассеяния пучка электронов или ионов при встрече с молекулами и атомами газа. В вопросах баланса числа тех или других частиц и баланса энергии существенную роль играют процессы излучения квантов энергии возбуждёнными атомами и молекулами и длительность их пребывания в состоянии возбуждения. [c.23]

Промежуточное положение между электрическими разрядами в газе и разрядами в высоком вакууме занимает разряд, имеющий место в ионных рентгеновских трубках и в трубках Крукса, служивших для получения и демонстрации катодных лучей . В этом случае плотность остаточного газа в трубке настолько мала, что средняя длина свободного пути электронов больше, чем линейные размеры разрядной трубки или по крайней мере одного и того же порядка с ними. В то же время остаточный газ всё ещё играет существенную роль источником электронов на катоде является вторичная эмиссия электронов [c.24]

Что измеряют вакуумные манометры Исторически вакуумные измерения начались с применения статических манометров, которые, несомненно, измеряют давление. Более того, до сих пор привыкли градуировать манометры различных типов по компрессионным манометрам, также измеряющим давление. Поэтому не удивительно, что все приборы для измерения вакуума называются манометрами, т. е. измерителями давления, и что при работе вакуумной установки обычно интересуются, каково в ней давление. Однако при высоковакуумных работах давление имеет важное значение, пожалуй, лишь при измерении быстроты откачки. Чаще более интересной характеристикой является средняя длина свободного пути частицы (молекулы — в случае дестилляции, электрона или иона — в электронных ламнах, циклотронах, масс-спектрометрах и других электронных и ионных вакуумных приборах). [c.150]

Первое упрощающее задачу допущение заключается в том, что средняя длина свободного пути заряженной частицы определяется исключительно диаметром заряженной частицы и диаметром нейтральной частицы газа или, другими словами, столкновения между данной заряженной частицей и всеми другими частицами газа происходят как соударения твёрдых шаров (допущение I). Второе упрощающее допущение заключается в том, что заряженная частица при каждом столкновении теряет всю свою направленную скорость, сохраняя только скорость теплового беспорядочного движения, и, таким образом, начинает новый свободный пробег без начальной направленной скорости (допущение И). Третье допущение, относящееся специально к движению положительных и отрицательных ионов в газе, состоит в том, что направленная компонента скорости движения заряженной частицы мала по сравнению со скоростью беспорядочного движения (допущение П1). [c.270]

Здесь С4 и — соответственно средняя квадратичная скорость ионов и молекул газа, Х — длина свободного пути данного иона в данном газе. Эти формулы дают наиболее точное возможное решение при сделанных исходных предположениях. Однако (273) и (274) противоречат результатам опыта при переходе от одного газа к другому величина подвижности К оказывается зависящей от диэлектрической постоянной газа е, а не является просто пропорциональной длине свободного пути X, вычисленной, согласно кинетической теории, для того и другого газа. Основное, наиболее легко обнаруживающееся разногласие выражений (273) и (274) с действительностью заключается в том, что подстановка вместо X газокинетического значения длины свободного пути для молекулярного или атомарного иона какого-либо газа приводит к значениям подвижности, в несколько раз большим, чем определённые на опыте значения той же величины. [c.276]

Выражения для функции g в (625), так же как и для функции / в (623) в общем случае неизвестны. Во всех этих уравнениях А, В, С, О, Р, О, а также подвижность положительных ионов Кр и средняя длина свободного пути электронов могут быть в принципе определены из атомных констант газа (т. е. из функций ионизации и возбуждения, эффективного сечения и т. д.) п — число нейтральных атомов в 1 см газа — потенциал возбуждения газа. [c.499]

Наиболее широко в последнее время применяется напыление и напаривание металла в вакууме 0,06—1 Па. Эти методы называют также вакуумной металлизацией . Испарение металла из молибденового и графитового тигля или вольфрамовой спирали проводят в вакууме ( 0,06 Па) для того, чтобы увеличить длину свободного пути для атомов металла и по возможности исключить столкновения с посторонними молекулами. При катодном напылении, когда металл распыляется бомбардировкой потока положительных ионов, можно работать и при менее глубоком вакууме (1 Па). Промежуточный интервал неглубокого вакуума используют при ионном внедрении, когда образовавшиеся в газовом разряде ионы металла ускоряются и, бомбардируя покрываемую поверхность, застревают в ней. [c.14]

Проявления волновой природы электронов при их движении в газе неравномерное рассеяние электронов, эффект зависимости длины свободного пути электрона от его скорости. Многочисленные данные о движении электронов в электронных трубках, почерпнутые из практики, а также ряд тщательно поставленных количественных опытов отклонения электронов в электрическом и магнитном полях показывают, что к свободным электронам, беспрепятственно движущимся в этих полях, применимы законы электродинамики и механики с учётом зависимости массы электрона от скорости. В частности, свободный электрон может обладать любым значением энергии и любым импульсом, без каких-либо квантовых ограничений. Иначе обстоит дело, когда электрон встречает на своём пути ту или иную частицу и вступает с ней во взаимодействие. Это относится не только к тому случаю, когда электрон, передавая частице часть своей энергии, переводит её из одного энергетического состояния в другое или же захватывается этой частицей (например, при образовании нейтрального атома из положительного иона и электрона), но и к упругим соударениям электронов с другими частицами. Так, распределение электронов, рассеянных частицами газа по различным направлениям их дальнейшего движения, не соответствует распределению, вытекающему из обычных законов механики и электродинамики. Оказывается, что при переходе от малых углов рассеяния к большим наблюдается ряд максимумов и минимумов. [c.279]

В отличие от описанного выше ионно-геттерного насоса в орбитронном ионно-геттерном насосе благодаря увеличению длины свободного пути электронов (до нескольких метров) быстрота откачки инертных газов значительно увеличена. [c.146]

Переход от случая отрицательных частиц — электронов к случаю положительных ионов ничего по существу не меняет. Только знак потенциала во всех формулах и выводах изменяется на обратный. Некоторое изменение в цилиндрической (а также и сферической) задаче вносит делаемый Ленгмюром переход к тому случаю, когда носители заряда того или другого знака двигаются не от внутреннего цилиндра (внутренней сферы) к ко аксиальному внешнему цилиндру (или концентрической внешней сфере), а в обратном направлении. Это сказывается в изменении значений функций р и р. Реальные слз аи такого рода встречаются при движении электронов и ионов в слое, прилегающем к цилиндрическому или сферическому электроду — зонду, помещённому в нейтральную газоразрядную плазму. Результаты теории пространственных зарядов Ленгмюра приложимы в этом случае при условии, что длина свободного пути частиц больше толщины рассматриваемого слоя пространственного заряда, так что столкновениями электронов или ионов с нейтральными частицами газа и ионизацией путём столкновений I и II рода внутри слоя можно пренебречь. [c.297]

Очень важен вопрос о пределах применимости теории зондов и об искажениях, вносимых в зондовые характеристики различными факторами. При очень низком давлении плотность пространственных зарядов слишком мала, чтобы защитить поверхность зонда от непосредственного электростатического действия катода или анода. При увеличении давления газа теория перестаёт быть применимой, если длина свободного пути электрона или иона становится соизмеримой с толщиной слоя пространственного заряда около зонда. Внутри этого слоя начинают происходить не предусмотренные теорией неупругие соударения. Некоторые работы, в которых это ограничение применимости теории зондов не было принято во внимание, привели к результатам по меньшей мере спорным, а то и прямо неверным, как это показано в статье [1064]. Нельзя применять метод зондовых характеристик также и в случае слабых разрядных токов, так как в этом случае токи на зонд существенно нарушают режим разряда. [c.309]

Начиная с давления в несколько мм Н , длина свободного пути всех частиц в плазме уменьшается настолько, что их взаимные столкновения начинают играть существенную роль. Столкновения ведут к потере ионами и электронами значительной доли энергии за время их амбиполярной диффузии к стенке, к затруднению этой диффузии и к уменьшению ионного тока на стенку. В результате — новое уменьшение г)ет при возрастании давления газа, сводящее -/ ст к исчезающе малой величине, начиная с давления порядка 100 мм Hg. Вместе с тем при давлениях порядка десятых долей миллиметра становится ощутительным нагревание газа в объёме вследствие рекомбинации в объёме, [c.345]

Ионизованные молекулы и атомы по их массам разделяют в масс-спектрометре, схема основных узлов которого приведена на рис. 12.1. Он состоит из устройства для ввода пробы 1, в которое газы вводят непосредственно, а жидкости испаряют заранее или в приборе. Задача системы напуска заключается во вводе такого количества газообразной пробы, чтобы обеспечить давление 10" —10" мм рт. ст. в ионном источнике 2, где молекулы иониз1фуются. При ионизации электронным ударом электроны испускаются раскаленньпй катодом, соударяются по пути к аноду с молекулами введенного вещества и часть этих молекул электроны ионизуют. Образующиеся ионы выводятся из зоны ионизации, ускоряются электрическим полем и одновременно фокусируются в пучок (узел ускорения и фокусировки ионов 3). Нейтральные молекулы удаляются вакуумным насосом. Все узлы прибора находятся под высоким вакуумом (вакуумная система 4), который обеспечивает необходимую длину свободного пробега ионов. Поток ускоренных ионов попадает в масс-анализатор 5, где ионы разделяются по массе. Разделенные пучки ионов затем попадают в детектор б, где ионный ток преобразуется в электрический сигнал, который усиливается усилителем 7 и обрабатывается ЭВМ 8. [c.365]

Скорость рекомбинации положительных ионов с электронами меньше скорости рекомбинации противоположно заряженных ионов р ], так как при соударении с газовой частицей электрон не может передать ей значительную часть своей кинетической энергии (см. стр. 25). Поэтому рекомбинация ионов с электронами, обладающими даже малой кинетической энергией, идет в 10 раза медленнее, чем это можно ожидать из числа газокинетических соударений. При низких давлениях коэффициент рекомбинации обратно пропорционален длине среднего свободного пути ионов и, следовательно, прямо пропорционален давлению. Он также сильно зависит не только от температуры газа, но и от температуры рекомбинируемых электронов и ионов (см. стр. 25), которая в свою очередь зависит от силы электрического поля. [c.24]

Вероятность ионизации. Вероятность возбуждения. Когда скорость электрона меньше скорости, соответствуюшей первому критическому потенциалу, соударение его с атомом всегда упруго, за исключеннем тех случаев, когда медленно движущийся электрон, попав в сферу действия атома, образует вместе с атомом отрицательный ион. Если н е скорость электрона больше первой критической скорости, то соударение его с атомом мо кет быть как неупругим, так и упругим электрон отдаёт свою энергию атому не обязательно, а лишь в некотором и притом довольно небольшом числе случаев из всех соударений. Относительное число этих благоприятных для возбуждения случаев, или вероятность возбуждения, определяют экспериментально, подсчитав, с одной стороны, из длины свободного пути электрона в газе число столкновений электронов данного пучка с атомами газа, а с другой— по уменьшению силы электронного тока—число электронов, выбывающих из пучка вследствие потери скорости при соударении. Ионизация при этом не должна происходить, или же число актов [c.101]

При наблюдении поперек оси разрядной трубки контур линий симметричен, что объясняется наличием в разрядной трубке поперечной составляющей напряженности поля Е , обладающей радиальной симметрией. Благодаря этому существуют ионы, летящие как на наблюдателя, так и от него. В результате получается симметричный контур, совпадающий по виду с обычным допплеровским контуром, но с шириной, вдвое превышающей ту, которая дается формулой (17). Однако этот допплеровский вид контура не указывает на наличие у ионов максвелловского распределения скоростей происхождение его, как показано, связано с флуктуацией длин свободных путей, распределенных по закону (12). [c.488]

Прежде чем перейти к рассмотрению путей образования осколочных ионов, следует кратко остановиться на условиях, при которых получается масс-спектр в источниках с электронной бомбардировкой. Образец под давлением менее 10 мм рт. ст. проходит через узкий пучок ионизирующих электронов в ионизационную камеру. Среднее значение длины свободного пробега молекул составляет около 1000 см для предотвращения нежелательных столкновений между молекулами или ионами систему непрерывно откачивают. Энергия бомбардирующих электронов (обычно 50—100 эв) значительно выше первого ионизационного потенциала молекулы ( 10 эв). Электроны, обладающие энергией 50 зв, движутся со скоростью 4,2 х 10 см сек и сталкиваются с молекулой диаметром ЮЛ через 2,4 10 сек. Эта величина представляет собой только около /40 периода наиболее быстрых молекулярных колебаний в органических молекулах (валентных колебаний СН). Таким образом, конфигурация атомных ядер в молекуле будет очень мало изменяться при прохождении ионизирующих электронов значительно будет изменяться только положение и энергия электронов в молекуле. Вследствие большого различия в массах ядер и ионизирующих электронов энергия, переданная ионизирующим электроном ядру, будет значительно меньше той, которую получит валентный электрон. При прохождении ионизирующего электрона на расстоянии примерно % Л от одного из валентных электронов последний отрывается от молекулы и образуется молекулярный ион. Такой процесс образования иона носит название вертикального или франк-кондоновского обычно ион образуется не в основном состоянии. Любые последующие электронные перегруппировки в ионе будут осуществляться быстрее, чем произойдет заметное изменение положения ядер. [c.249]

Каждый ион в воде обязательно взаимодействует с молекулами НгО, координируя их вокруг себя говорят, что ион создает свою гидратную оболочку. По пути движения иона в растворе гидратная оболочка должна возникать непрерывно, в чем и заключается отличие от идеального газа. Интервал между столкновениями ионов называют временем релаксации-, в это время происходят структурные изменения в растворе. Время релаксации в разбавленных растворах имеет порядок 10 с, т. е. структурные изменения восстанавливаются весьма быстро. Согласно классической теории, путь иона от столкновения до столкновения по аналогии с идеальным газом называется длиной свободного пробега. Самойлов оценивает ее в 100—1000 А, в зависимости от концентрации. Так как через каждые 50 А на пути иона может возникнуть участок льдоподобной микрофазы, то весьма вероятно, что при достаточно большой длине свободного пробега ион столкнется с полостью в каркасе и — если полость свободна — попадет в нее. При этом дальнейшее движение иона прекратится — вот и второе отличие от идеального газа. Разумеется, через какое-то время ион освободит полость и продолжит хаотическое тепловое движение. Но пока ион в полости,— мы это специально подчеркиваем — он неподвижен, он стабилизирован в полости сам и стабилизирует полость. [c.19]

Выше мы коснулись вопроса молекулярного и вязкого натекания газа в масс-спектрометр. Чтобы получить вязкий поток, нужно повышать давление в баллоне V (резко снижается длина свободного пробега молекул), либо увеличивать размеры капилляров. В свою очередь поток исследуемого газа непосредственно через ионный источник должен быть молекулярным во избежание воздействия молекул друг на друга. Следовательно, возникает ситуация, при которой по длине суживающегося на-пускателя (в данном случае капилляра) присутствуют два рода натекания вязкое и молекулярное. Недостатком вязкостного потока является сложная функциональная зависимость коэффициента вязкости от масс компонентов, что при недостаточной чистоте образцов может сказаться на результатах. С возрастанием подпорного давления в баллоне V область молекулярного потока резко сокращается. Если давление достаточно велико, чтобы предотвратить обратную диффузию, то остаточный газ почти не обогащается тяжелым изотопом. Хотя применение вязкого натекания связано с некоторыми трудностями, все же отдельные зарубежные исследователи идут по этому пути. Например, Нир 54] использовал металлическую капиллярную трубку длиной около 30 см и диаметром 100 ,, которая обеспечивала вязкое натекание исследуемого газа в масс-спектрометр. [c.84]

Если произошел пробой, количества вторичных электронов, эмиттируемых катодом, достаточно для установления разряда, и в этом случае говорят, что разряд является самостоятельным. Самостоятельный тлеющий разряд имеет хорошо выраженную структуру, подобную изображенной на рис. 3. Наибольший интерес представляет область, обозначенная как катодное темное пространство. Это область, в которой накапливаются положительные ионы, образующие здесь упомянутый выше пространственный заряд. Толщина ее приблизительно равна среднему расстоянию, которое проходят эмиттированные катодом электроны до первого ионизирующего столкновения. Это расстояние не следует путать с длиной свободного пробега электрона, которая определяется упругими столкновениями и в пять—десять раз меньше. [c.408]

Еще более простая модель была постул рована в работе Рола и др. [134]. Они предположили, что распыление атомов происходит в результате только первого столкновения падающего иона. Все же последующие столкновения происходят уже на такой глубине в мишени, что не приводят к актам распыления. Коэффициент распыления полагался пропорциональным энергии, переданной при первом столкновении и обратно пропорциональным величине, которую они назвали длиной свободного пробега. Фактически это параметр, введенный для учета энергетической зависимости среднего пути, проходимого в мишени налетающим ионом до его первого столкновения. В результате получалась сублинейная зависимость коэффициента распыления от энергии падающих ионов, что, вообще говоря, согласуется с экспериментальными данными для определенного диапазона энергий. Эта теория дает также качественное объяснение зависимости коэффициента распыления монокристаллов от направления падения ионов относительно кристаллографических осей [135—138. Коэффициент распылення монокристалла ионами с энергией порядка 10 эВ имеет минимум для тех кристаллографических направлений, в которых кристаллическая решетка имеет максимальную прозрачность, т. е. когда ионы, падающие в этих направлениях, будут, двигаясь вдоль каналов, иметь необычайно большие длины пробега. Коэффициент распыления имеет максимум для тех направ- [c.393]

Так как в случае молекулярных, а также комплексных ионов допущение III соответствует действительности и в связи с этим допущение II близко к истине, то из соотношений (262) и (263) можно вывести заключение, что подвижность положительных и отрицательных ионов не зависит от напряжённости поля. Скорость переносного движения ионов прямо пропорциональна напряжённости поля, пока эта напряжённость не настолько велика, чтобы существенно повысить среднюю энергию беспорядочного движения ионов по сравнению со средней энергией нейтральных частиц газа. Вместе с тем подвижность К оказывается пропорциональной Я — средней длине свободного пути иона в газе. Следовательно, К обратно пропорционально давлению газа. Экспериментальные данные оправдывают этот вывод в пределах применимости законов подобия газового разряда. Так как прямо пропорционально квадратному корню из абсолютной температуры газа 7 , а X прямо пропорционально первой степени той же температуры, то, согласно (263), подвижность ионов должна была бы быть пропорциональной I/ Т. Опыт не оправдывает этого вывода упрощённой теории. Чтобы устранить это противоречие, пришлось в дальнейшем отказаться от допущения 1. Соотношение (263) носит название уравнения Ланжсвена и установлено им при первом наброске теории подвижности [933—935]. [c.273]

Зависимость средней длины свободного пути X от скорости налетающего электрона (а также от рода взимодействия электрона с атомом) и специфическое распределение рассеянных электронов по углам приводят к тому, что все газокинетические теории подвижности электронов (а в известной мере и ионов), не учитывающие этих зависимостей, могут быть только приближёнными. [c.178]

Вероятность (функция) возбуждения. Вероятность (функция) ионизации. Когда скорость электрона меньше скорости, соответствующей первому критическому потенциалу, столкновение его с атомом всегда упруго, за исключением тех случаев, когда медленно движущийся электрон, попав в сферу действия атома, ие может из неё вырваться и образует вместе с атомом отрицательный ион. Если же скорость электрона больше первой критической скорости, то столкновение его с атомом может быть как неупругим, так и згпругим электрон отдаёт свою энергию атому не обязательно, а лишь в некотором и притом довольно небольшом числе случаев из всех столкновений. Относительное число этих благоприятных для возбуждения случаев, или вероятность возбуждения, определяют, подсчитав, с одной стороны, из длины свободного пути электрона в газе число столкновений электронов данного пучка с атомами газа, а с другой — по уменьшению силы электронного тока число электронов, выбывающих из пучка вследствие потери скорости при столкновении. Ионизация при этом не должна происходить, или же число актов ионизации должно быть учтено по току положительных ионов на соответствующий электрод. Другой метод определения числа актов возбуждения — определение этого числа из спектроскопических данных. Та функция, которая определяет зависимость вероятности возбуждения атома электроном от скорости электрона, или, что то же, от пройденной электроном разности потенциалов U, называется функцией возбуждения. [c.203]

Увеличение давления сопровождается уменьшением температуры электронов, а следовательно, увеличением относительного числа электронов с малыми скоростями, а также уменьшением средней длины свободного пути. Это увеличивает удельный вес излучаемой энергии и уменьшает Г1ст. Впрочем, уменьшение последней величины по мере увеличения давления газа происходит не всегда монотонно в случае паров ртути при давлениях порядка от 10 2 до 1 мм Н увеличение ионного тока на стенки перекрывает влияние уменьшения средней кинетической энергии электронов плазмы, и т)ет на этом участке вновь несколько возрастает за счёт уменьшения удельного веса резонансного излучения. [c.345]

При более детальном подходе к элементарным процессам, имеющим место внутри плазмы, необходимо считаться с микрополями, непостоянными в пространстве и времени и являющимися следствием атомистического строения плазмы. Теоретическому исследованию микрополей и возможной длины свободного пути электронов и ионов в плазме посвящён ряд теоретических работ [1571—1575]. Эксперимент показывает, что при соответствующем расположении опыта в плазме возникают электрические колебания различных частот, начиная от акустических и до очень высоких, порядка 1000 мегагерц. Теоретическое рассмотрение также приводит к необходимости существования в плазме колебаний (так называемых вибрационных свойств плазмы [1570]). [c.489]

С практической точки зрения следует указать, что как с прибором секторного типа, так и с 180-градусным прибором можно получать результаты любой требуемой степени точности. Рассеяние в обоих случаях может быть уменьшено, если работать с таким давлением в ионной трубке, при котором средняя длина свободного пути молекулы во много раз превышает длину пути молекулы в трубке. Что касается экспериментальных трудностей, то ионный источник и коллектор можно тшательно смонтировать и проюстировать на отдельном каркасе, а затем поместить всю собранную часть в магнитное поле, используя в качестве инструментов для этой цели лишь миллиметровую линейку и угольник. Небольшие окончательные уточнения с целью получения максимальной интенсивности пучков и максимальной разрешающей силы прибора, возможной для данной ширины щелей и радиуса кривизны, могут быть выполнены уже во время работы. Необходимость в такой юстировке может даже отпасть, если использовать конструкцию, в которой полюса магнита и анализатор составляют одно целое [8—9]. [c.63]

Применение жидких каучуков с концевыми функциональными группами в принципе позволяет получить вулканизаты с бездефектной упорядоченной (регулярной) структурой сетки, не содержащей свободных концов (рис. 1.1,6) [9, 10, 29—31]. В отличие от вулкаиизатов со статистическим распределением длин цепей между узлами такие сетки могут содержать цепи равной длины. Для этого необходимо соблюдение по кгайней мере трех условий а) исходные олигомеры должны иметь очень узкое молекулярномассовое распределение б) реакционноспособные функциональные группы должны быть расположены строго по концам макромолекул в) степень превращения концевых групп в поперечные связи должна быть близка к 100%. В настоящее время олигомеры с ММР, близким к монодисперсному, получают в промышленном масштабе путем ионной полимеризации. Соблюдение второго и особенно третьего условий представляет серьезную проблему [10, 29—31], так как вследствие статистического характера, топологических особенностей и стерических препятствий реакций между концевыми группами и низкомолекулярным сшивающим агентом параллельно со сшиванием протекают реакции удлинения цепи без образования сшивок. В результате сетка содержит включения в виде удлиненных цепей (между сшивками) и свободных концов молекул, не сшитых в сетку. Математико-статистический и физикохимический аспекты этих проблем развиваются в работах А. С. Лы-кина с сотр. [30, 31]. [c.19]

Исключительно высокая кинетическая проницаемость макросетчатых сополимеров при большом ко.личестве введенного диви-нильного компонента (полиметилендиметакриламида) свидетельствует о сочетании в них весьма разреженных участков, через которые способны быстро диффундировать противоионы, и густосетчатых областей малых размеров, где коэффициенты диффузии снижены, но где длина диффузионного пути весьма мала. Таким образом, кинетическую проницаемость даже при гелевой кинетике нельзя считать простой функцией густоты сеток в полиэлектролитах. Более того, в ряде исследований развиваются представления о взаимосвязи между скоростью и селективностью сорбции противоионов [15, 150], что предполагает определяющую роль свободной энергии (или энтальпии) взаимодействия противоион—фиксированный нон в энергии активации перемещения ионов в ионите. Однако для макросетчатых ионитов обнаружено параллельное возрастание и избирательности, и скорости сорбции органических противоионов [151, 152]. Это требует привлечения иной модели для описания кинетической проницаемости — с учетом того, что высокая избирательность сорбции ионов органических веществ определяется в значительной степени возрастанием энтропии системы [11, 117]. [c.45]

Действующие между нонами и нейтральными частицами газа поляризационные силы (44,23) искривляют путь иона и укорачивают длину его свободного пробега X (отсчитываемую всегда по пряйой). [c.173]

Решетка У2О5 фактически построена из искаженных октаэдрических ячеек УОв, в которых расстояния У—О равны 1,88, 1,88, 1,77 и 2,02 А, и двух лигандов, одному из которых, У=0, стабилизированному я-связью между заполненными р-орбиталями кислорода и свободной -орбиталью иона металла, соответствует очень малое расстояние 1,54 А. Второй лиганд, расположенный напротив первого, связан более длинной связью (2,38 А), и это именно тот кислород-лиганд, который подвижен и участвует в каталитических процессах. При удалении этого кислорода кристаллическая структура У2О5 полностью сохраняется и не переходит в структуру У " , относящуюся к типу рутила, а следовательно, У % остающийся после удаления кислорода, нужно рассматривать как псевдоморфный ион. Прочность связи, длина которой равна 2,38 А, сильно зависит от окружения двоесвязанного У=0. Такую зависимость силы связи от окружения подтверждают данные анализов ИК-спектров частота валентных колебаний У—О V = 1025 смг -сдвигается в длинноволновую сторону при введении таких промоторов, как сульфаты щелочных металлов, активность которых падает в ряду Сз > НЬ > К > На.Увеличение каталитической активности путем ослабления силы связи У=0 наблюдается и при окислении окиси углерода, а также двуокиси серы. Можно считать, что механизм реакции окисления этих соединений также зависит от хемосорбции кислорода на полупроводнике п-типа. Вакантный координационный центр имеется и у иона Сг " , и чтобы ион [c.134]

Свободная длина пути молекулы или соответствующего иона есть длина ес пути до столкновения с другой нодекулой. [c.713]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология