Характеристические температуры: Характеристические температуры некоторых газов — Справочник химика 21

Содержание

Характеристические температуры некоторых газов — Справочник химика 21

    Характеристические температуры некоторых газов [24] [c.255]

    Характеристическая температура 6 для некоторых газов и функции Эйнштейна приведены в приложениях 11 и 1 соответственно. [c.55]

    В заключение рассчитаем некоторые характеристические функции идеального газа. Как уже не раз указывалось, внутренняя энергия идеального газа зависит только от температуры. Учитывая значения су согласно (11.61) для внутренней энергии идеального газа имеем [c.148]


    Значения характеристических температур для некоторых газов  [c.568]

    Из уравнения (98) следует, что скорость движения полосы компонента не одинакова в различных местах температурного поля, а следовательно, и подлине слоя адсорбента. Обозначим скорость движения температурного поля через чу. Если то полоса адсорбированного вещества будет передвигаться быстрее движения печи. Поэтому полоса попадет из зоны с высокой температурой в зону с более низкой, так как температура падает в направлении движения газа. При этом значение Г возрастет, что приведет к уменьшению и . Вследствие этого в некоторой зоне температурного поля, отвечающей температуре десорбции компонента в данных условиях, будет соблюдаться равенство и —ш. После того, как полоса займет эту зону, она будет двигаться со скоростью, равной скорости движения печи, т. е. температурного поля. Следовательно, и любая другая полоса любого другого компонента разделяемой смеси газов будет двигаться с этой же скоростью, но при иной, свойственной другому компоненту температуре десорбции. Поэтому ту температуру, при которой происходит десорбция данного компонента и движение его полосы вдоль слоя адсорбента со скоростью называют характеристической температурой данного компонента и обозначают 

[c.154]

    Полная сводка видов электромагнитных колебаний, различающихся по длине волны и, следовательно, по характерным для них величинам переносимой энергии, представлена в табл. И.1—1. Границы между отдельными областями несколько условны как видим, они определяются либо различием в способах получения, либо в способах детектирования. Но по существу непрерывный спектр электромагнитных колебаний делится на отдельные области вследствие различий в процессах, обусловливающих их генерацию или поглощение, и эти различия выражаются соответствующими значениями энергий. Характеристическая температура, указанная для некоторых участков спектра, представляет собой ту температуру, при которой средняя тепловая энергия атомов в одноатомном газе (ЙТ) примерно равна данному кванту энергии (Нх). Область атомно-молекулярного излучения, состоящая из инфракрасного, видимого и ультрафиолетового участков спектра, называют оптической областью в широком смысле слова. Это объединение основано не только на общности их происхождения, но и на сходстве используемой при работе с ними аппаратуры, состоящей из различных зеркал, линз для фокусировки и призм и решеток для спектроскопии. 

[c.187]


    Для вычисления функций Эйнштейна С , и по заданным характеристическим температурам 9 служат таблицы, приведенные в сокращенном виде в конце книги. Химические константы / вычисляются из формул, приводимых ниже в 322 величины / для некоторых газов и Д/ для некоторых реакций даны в готовом виде в табл. 41 и 42. 
[c.368]

    Для некоторых газов найденные из спектроскопических данных значения со и соответствующие им характеристические температуры 04 приведены в табл. 24. [c.280]

    Волновые числа и соответствующие им характеристические температуры для молекул некоторых газов [c.281]

    Числовые значения характеристических температур для различных колебательных степеней свободы (частот) определяют либо по анализу спектра молекул, либо, при отсутствии таких дян гых, подбором по экспериментально найденным температурным зависимостям теплоемкости. Характеристическая температура для некоторых газов приведена в Приложении 5 (стр. 590). 

[c.58]

    Этот вариант метода, который впервые применили Жуховицкий и сотр. (1951), явился темой многочисленных последующих публикаций этих авторов (см. обзорную статью Жуховицкого и Туркельтауба, 1957а). В принципе применяемый прн этом методе прибор отличается от обычного лишь тем, что короткая по сравнению с длиной колонки трубчатая печь движется вдоль колонки с постоянной скоростью щ в направлении движения газа-носителя. В печи поддерживается градиент температуры, совпадающий с направлением движения печи. Температуру замыкающего края печи будем далее обозначать Гшах, а переднего края — Т . Температура вдоль печи может изменяться по любому закону, однако для простоты теоретического рассмотрения предполагается линейное падение температуры вдоль печи с градиентом температуры // град см). В момент ввода пробы печь находится у начала колонки -й компонент смеси, скорость движения которого ю-, (при температуре Го п заданной линейной скорости газа-носителя и ) больше, чем щ, будет опережать печь. Разумеется, такой компонент будет двигаться так же, как прп обычной проявительной хроматографии. Если же IVI при температуре будет меньше, а при Г, ах больше, чем ио, то полоса вещества будет двигаться внутри печи. Если полоса продвинется дальше вдоль печи, она попадет в зону более низких температур и скорость ее движения уменьшится. Таким образом, должно установиться стационарное состояние, когда полоса вещества движется ири некоторой соответствующей данному компоненту характеристической температуре прп которой 

[c.415]

    Другой недостаток квазиклассического рассмотрения заключается в произвольности выбора функций, учитывающих неполностью возбужденные степени свободы. Рассмотренные выше полные квантовостатистические выражения в данном случае применяются только для учета электронного состояния молекул в отношении же вращения молекул и колебания ядер они служат только для расчета величин при некоторых наиболее интересующих нас температурах, но для функциональной характеристики влияния температуры на эти величины они практически совершенно непригодны вследствие своей крайней громоздкости. Обычно в квазиклассических уравнениях применяют функции Эйнштейна. Для колебания атомных ядер это является более законным, чем для вращения молекул. Но и в том и в другом случае функции Эйнштейна обычно применяют чисто эмпирически, так как характеристические температуры подыскивают при этом не на основании констант, характеризующих строение молекул, а путем подбора, руководствуясь желанием все свойства газа, изученные на опыте или установленные для отдельных температур строгим расчетом, описать суммой двух-трех функций Эйнштейна, каково бы ни было число независимых колебаний в молекуле. На подысканные таким образом характеристические температуры приходится смотреть обычно как на некоторые эффективные величины , ценные только в том отношении, что две-три такие величины могут заменить более обширную группу истинных характеристических температур. 

[c.170]

    Недавно было показано [221, что но полноте разделения и концентрации продуктов рядом преиму1цеств обладает хроматографический режим в условиях так называемой стационарной хроматографии, которая для анализа была предложена еще в 1950—1951 гг. А. А. Жуховицким и Н. М. Туркельтаубом [23]. Стационарная хроматография, как известно, заключается в том, что разделяемая на колонке смесь подвергается одновремегшому воздействию потока газа-носителя и движущегося температурного поля. Экспериментально этот метод осуществляют перемещением вдоль колонки печи с отрицательным градиентом температуры. Так, введем импульсно в поток вещество АВ (которое в присутствии катализатора, заполняющего колонку, реагирует с конечной скоростью по схеме АВ А+В) и начнем со скоростью гш перемещать температурное поле. Коэффициент адсорбции адв вначале на холодном катализаторе велик, и скорость удв перемещения АВ вдоль слоя каталитической шихты мала, т. е. температурное поле обгоняет вещество АВ. Ввиду наличия отрицательного градиента температуры по мере движения печи полоса АВ будет перемещаться в область более высоких температур и ускорять свое движение. Наконец, нри некоторой характеристической температуре Гхдв начнет перемещаться со скоростью, равной скорости печи, т. е. сдв = Скорость перемещения нагревателя линейная скорость потока а и теплота адсорбции Q связаны следующей зависимостью  

[c.295]


    Параметрами состояния называются физические величины, характеризующие макроскопические свойства среды,— плотность, давление, температуру, объем. Они, как правило, связаны уравнением состояния (например, для идеального газа, это уравнение (1.21)), потому для определения макроскопического состояния достаточно задавать не все параметры состояния, а лишь некоторые из них. Функциями состояния называются такие физические характеристики, изменение которых нри переходе системы из одного состояния в другое зависит лишь от параметров состояния (начального и конечного), а не от пути перехода (т. е. особенностей кинетики процесса). Функции состояния, посредством котбрых (или их производных) могут быть в явном виде выражены термодинамические свойства системы, называются характеристическими. Важнейшими из них являются внутренняя энергия и, энтальпия Н, энтропия 8, равновесная свободная энергия (или потенциал) Гиббса О, равновесная свободная энергия (или потенциал) Гельмгольца Р. Если же значение функции за- 
[c.22]

    Фотометрия пламени — вид эмиссионного спектрального анализа, в котором источниками возбулпламена различных видов ацетилен — воздух, ацетилен — кислород, пропан — воздух, пропан — кислород, водород — воздух и др. Вследствие невысокой температуры в пламенах излучают легко и среднеионизующиеся элементы щелочные и щелочноземельные металлы, галлий, индий, магний, марганец, кобальт, медь, серебро и ряд других, причем их число растет с увеличением температуры пламени. В наиболее холодных пламенах, таких как, например, пропан — воздух, светильный газ — воздух излучают только атомы щелочных и щелочноземельных металлов. Вследствие невысокой температуры спектры, излучае-МЕле пламенами, состоят из небольшого числа спектральных линий, главным образом резонансных, что позволяет выделять характеристическое излучение элементов при помощи светофильтров и использовать простые и имеющие невысокую стоимость спектральные приборы — пламенные фотометры. Кроме атомных спектральных линий в спектрах пламен присутствуют полосы ряда в основном двухатомных молекул и радикалов С2, СиС1, СаОН и др. Некоторые из них используют в аналитических целях. Так, в случае элементов, образующих термически устойчивые оксиды, которые практически не диссоциируют в пламенах с образованием свободных атомов, молекулярные спектры являются единственным источником аналитического сигнала. Практически не атомизируются в низкотемпературных пламенах оксиды скандия, титана, лантана и других элементов, ирлеющих относительно невысокие потенциалы ионизации. Наиболее часто фотометрию пламени применяют для определения щелочных и щелочноземельных металлов. [c.35]

    С учетом этих особенностей горения у пределов распространения скорость турбулентного горения и в этих 0 ытах оказывается независящей от скорости ламинарного горения и связанной с температурой горения — вывод, несовмест мый с ламинарным механизмом турбулентного горения. Альтернативным по отноше ИЮ к ламинарному горению является последовательное самовоспламенение. Это означает, что турбулентное перемешивание свежего газа с продуктами сгора ия приводит и к возникновению воспламенения и к последующему его угасанию, создавая таким образом процесс пульсирующего воспламенения. Цикл воспламенения и затухания осуществляется на протяжении времени, в течение которого в данном элементарном объеме пульсационная скорость изменяется от нуля до некоторого максимального значения и, т. е. за время, близкое 1-с характеристическому, определяемому соотношением (19.10). Соответствующий объем газа, охваченный циклом, определяется Лагранжевым путем диф-фузи 1, т. е. соотношением (19.11). На этом пути возникшее пламя затухает вследствие снижения его температуры в результате интенсивного перемешивания горящего газа со свежим по мере же ослабления перемешивания и теплоотдачи за пределы данного объема в нем возобновляется экзотермическая реакции и восиламенение. Сама периодическая смена горения и затухания, специфичная для турбулентного пламени, возможна [c.293]

    Соедняенвя кислорода с некоторыми металлами, а именно с ртутью, серебром, золотом и платиною, будучи раз получены, при обыкновенной температуре удерживают кислород, а при накаливании теряют. Эти соединения суть тела твердые, обыкновенно порошкообразные, неплавящиеся, а при нагревании легко разлагающиеся на металл и кислород. Пример подобного разложения мы видели уже, когда говорили о разложении красной ртутной окиси. Накаливая окись ртути посредством зажигательного стекла, Пристлей в 1774 г. получил в первый раз чистый кислород, показал явное его отличие от воздуха и его характеристическое свойство поддерживать горение с замечательною силою . Пристлей называл полученный газ дефлогистированным воздухом. [c.109]

    Величины Нр и т.От не являются обычными безразмерными приведенны.ми переменными, которые используются прп рассмотрении соответственных состояний газов. Их можно пронормировать, разделив соответственно на pRT/M и на некоторое характеристическое время, приче.м. мы получим безразмерные переменные однако более удобно оставить их в то.м виде, в которо.м они приведены выше. Часто нор.мп-рующие множители неизвестны кроме того, для практических целей удобно иметь непосредственно функцию Нр при 7 ,). Таки.м образо.м, те.мпература 7 о служит для обозначения стандартного исходного состояния, до некоторой степени аналогичного стандартным состояниям, используемым в тер-модчна.мике. Если Нр известно при Го, то легко получить его при любой другой температуре. [c.238]

    Изменение температуры открывает новые возможности в разработке хроматографических методов анализа. В методе станционарной хроматермографии разделяемая смесь подвергается действию переменного температурного поля. При осуществлении этой методики электрическая печь движется вдоль колонки в одном направлении с движением газа-носителя. Если скорость движения полосы адсорбированного газа превышает скорость движения температурного поля, то полоса из высокотемпературной зоны попадает в низкотемпературную и ее скорость движения замедляется. Но при замедлении движения зона оказывается в области высоких температур и ее скорость увеличивается. Таким образом, в некоторой температурной области скорости движения полосы газа и печи становятся одинаковыми. Температуру, при которой это происходит, называют характеристической Г ар- Она связана с энтальпией адсорбции АЯ и условиями хроматографического опыта соотношением [c.336]

    При использовании для разделения неподвижных фаз различной природы может проявляться селективное удерживание некоторых групп соединений, и порядок выхода одних и тех же компонентов может не совпадать. В табл. 13 указан порядок выхода характеристических продуктов пиролиза для каучуков общего назначения. Наряду с характеристическими продуктами пиролиза в таблице указаны бензол и толуол, являющиеся вторичными продуктами деструкции, которые, как правило, содержатся в продуктах пиролиза всех карбоцепных полимеров и поэтому могут служить реперными точками для быстрой визуальной оценки относительного выхода характеристических соединений по пирограмме. Положение пиков бензола и толуола можно предварительно определить путем ввода в колонку индивидуальных компонентов или их смеси. Температура выхода продуктов, приведенная в табл. 13, измерена на колонке 3 м X 3 мм с 15% реоплекса 400 на хезасорбе и с 10% ПФЭ 4Э 5Ф на хромосорбе С при скорости газа-носителя (аргон) 40 мл/мин в комбинированном температурном режиме на- [c.139]


Характеристическая температура — Энциклопедия по машиностроению XXL

При рассмотрении зависимости удельного сопротивления от температуры удобно выделить три температурных диапазона, пользуясь характеристической температурой 0н, связанной с дебаевской температурой 0в. Первый диапазон, 7 >0д, высокотемпературный, в нем практически все фононы имеют максимальную возможную частоту сот и энергию й(От = й0н. Второй диапазон включает 0д и простирается до умеренно низких температур. В этом диапазоне энергия фонона может достигать значения й0д. И наконец, низкотемпературный диапазон, 7 [c.193]
Еще одной причиной нелинейности температурной зависимости удельного сопротивления при высоких температурах является тепловое расширение. Характеристическая температура понижается и поэтому амплитуда колебаний решетки увеличивается. В уравнение (5.4) необходимо ввести аддитивную поправку, пропорциональную Таким образом, для платины, у которой 0д составляет примерно 240 К, зависимость удельного сопротивления от температуры при комнатной температуре и выше получает квадратичную составляющую, связанную с тепловым расширением. Кроме того, если учесть сложный характер кривой плотности состояний, следует ожидать появления чле-  [c.194]

Характеристическая температура Дебая 173  [c.384]

В начале текуш его столетия были заложены основы квантовой физики. Вскоре после этого Эйнштейн [75], Борн и Карман [76] и Дебай [77] применили принципы квантовой теории для объяснения результатов, полученных при измерении теплоемкости твердых тел. Б несколько более поздней работе Эйнштейн [78] признал, что его первоначальное предположение о наличии одной частоты колебаний у всех атомов твердого тела не может рассматриваться как точная физическая модель. Тем не менее его первую работу характеризует глубокое понимание основных особенностей теплоемкости, что полностью оправдывает использование в качестве первого приближения сравнительно грубой первоначальной модели. Теоретическим результатом первостепенной важности было введение представления о свойственной каждому веществу характеристической температуре 0, выше которой тепловое движение полностью нивелирует индивидуальные особенности любой решетки и поэтому действительна универсальная классическая формула Е = 31 кТ. При температурах ниже в теплоемкость, а также многие другие экспериментально определяемые свойства твердых тел весьма критическим образом зависят от особенностей данной решетки. Так, например, аномальная теплоемкость алмаза, значительно меньшая классического значения, в свете этой теории получает прямое объяснение как результат высокой характеристической частоты колебаний решетки v (это подтверждается также исключительной твердостью алмаза). Характеристическая температура алмаза в (A 0=/zv) много выше комнатной температуры, а потому и его теплоемкость при комнатной температуре много ниже значения, которое следует из закона Дюлонга и Пти. Иными словами, алмаз при комнатной температуре находится в низкотемпературной области .  [c.186]


Характеристическая температура, К Металл  [c.191] Сравнительное постоянство характеристической температуры в натрия (см. фиг. 26), вычисленной по формуле Блоха, можно на основании этой теории интерпретировать как свидетельство того, что среднее эффективное экранирование в этом металле является полным, и поэтому его свойства соответствуют модели свободных электронов. Падение в примерно на 50% в случае других металлов при низких температурах означает, что для них Ф 0,50, т. е. что радиус экранирования Ь сравним с постоянной решетки, которая приблизительно равна диаметру иона. Расчеты Мотта, проведенные на основе модели Томаса — Ферми, в предположении, что на каждый атом металла приходится один свободный электрон, приводят к соотношению  [c.197]

Для определения теплоемкости двухатомных газов будем представлять себе молекулу в виде двух связанных между собой твердых атомов. Электронными возбуждениями в атомах при нагревании будем пренебрегать, так как при энергии возбуждения атома El—Ео 10 — Дж характеристическая температура энергии этих возбуждений  [c.248]

Характеристическая температура энергии вращения молекулы двухатомных газов достаточно низка от нескольких кельвинов до небольшого числа десятков кельвинов. Так, для О2 Тс = 2,07 К, для НС1 7с =15,1 К, для И 7с = 85,4 К. Поэтому Су имеет классическое значение уже при комнатных температурах. Действительно, при 7 >7 с из (14.80) имеем  [c.249]

Характеристическая температура энергии вращения вокруг оси симметрии молекулы вследствие чрезвычайно малого ее момента инерции относительно этой оси согласно формуле (14.84) составляет миллионы кельвинов, и поэтому теплоемкостью, соответствующей этой степени свободы, можно полностью пренебречь.  [c.250]

Важнейшим параметром, характеризующим температурную зависимость теплоемкости твердого тела, является характеристическая температура Дебая (дебаевский параметр) 0, К, определяемая соотношением kQ=h, где k — постоянная Больцмана, Дж/К h — постоянная Планка, Дж-с v — максимальная частота колебаний атома в кристалле, Гц.  [c.197]

В четвертом столбце приведены значения характеристической температуры 0, полученные из измерений теплоемкости [2]. Из выражения (21.3) следует, что для любого металла приведенное сопротивление г рт/ра должно быть универсальной функцией приведенной температуры Т/б  [c.438]

После подстановки в нее данных получаем D = 2,169 AV = 0,9320. Затем уточняем относительные значения энтальпии по (4.68) 2 = 1,12 и температуры 7г = 7г/7( (Та — характеристическая температура диссоциации)  [c.133]

Для оценки диапазонов, в которых колебательная энергия, быстро уменьшаясь, приближается к нулю, или диапазонов, в которых вращательная энергия уменьшается и перестает зависеть от температуры (диапазоны вырождения), вводят понятие характеристическая температура и обозначают ее через 0.  [c.32]

Характеристической температурой называют такую, при которой вырождение становится заметным.  [c.32]

Для колебательной и вращательной энергии характеристические температуры соответственно определяются формулами  [c.32]


О — характеристическая температура колебательного движения, равная 0 = hailk (h — постоянная Планка, k — постоянная Больцмана, ш — число колебаний в секунду)  [c.76]

Температура 0э, при которой начинается быстрый спад теплоемкости и получившая название характеристической температуры Эйнапейна, очевидно, определяется близостью k T к Цтэ -  [c.168]

Несколько позже Дебай предложил остроумную модель, согласно которой в твердом теле имеется полный спектр характеристических колебаний с длинами волн, лежащими в пределах от макроскопических размеров кристалла до размеров, соответствующих межатомным расстояниям. Б этой модели, известной под разными названиями (вроде студня или квазиконтинуума ), сохраняется важное представление о наличии единой характеристической температуры данного твердого тела. Б целом модель Дебая очень хорошо объясняла экспериментальные результаты и, в частности, величины скорости уменьшения теплоемкости с температурой в области низких температур, в которой по формуле Эйнштейна должно наблюдаться значительно более резкое спадание теплоемкости ).  [c.186]

Грюнейзен вычислил это приведенное сонротивление г= = l,056-(f/e) F (0/Г). Значения функции/ (0/Г) даны в табл. 3. Построенные по данным Мейснера графики (фиг. 25) показывают, что этот вывод выполняется вполне точно. Пользуясь таким графиком, легко найти характеристическую температуру 0 любого металла. Часть полученных Грюнейзеном [401 значений 0 приведена в табл. 4. Эти значения очень хорошо совпадают со  [c.188]

Характеристическая температура 0 ,, определенная из данных но теплоемкости, и характеристическая температура Ид, определенная по электросонротивленин  [c.191]

Ф и г. 27. а—изменения характеристической температуры 0п натрия, вычис-пешхой на основании измерения теплоемкости (см. работу Келли и Макдональда [92]) б—изменения хараитерпстическойтемпературы вц калия, вычисленной па основании измерения теплоемкости.  [c.193]

Физическая основа теоремы Нернста состоит в том, что при достаточно низких температурах существующий в системе беспорядок устраняется иод влиянием сил взаимодействия между элементарными частицалш. Это происходит в области температур, в которой энергия взаимодействия Е сравнима с тепловой энергией кТ. Следовательно, можно ввести характеристическую температуру Н порядка Elk, соответствующую переходу системы в новую упорядоченную фазу или состояние. При Г=0 наблюдается крутой наклон на верхней из кривых, изображенных на фиг. 2, а в теплоемкости при постоянном внешнем параметре (равной TdS/dT) наблюдается четко выраженный максимум. [В случае перехода первого рода на (6 —Г)-кри-вых имеет место разрыв непрерывности и, следовательно, скрытая теплота.) При температурах много ниже 0 энтропия очень слабо зависит от внешнего параметра, и вещество теряет свою эффективность в качестве рабочего вещества охладительного цикла.  [c.422]

Дебай и Джиок показали, что для некоторых парамагнитных солей очень хорошо выполняются требования, изложенные в п. 1. Если магнитные ионы, имеющиеся в решетке соли, достаточно удалены друг от друга ( разбавлены ), так что энергия их взаимодействия весьма мала по сравнению с тепловой энергией при температуре 1 ° К, то пространственная ориентация ионов при этой температуре является еще хаотической, и энтропия имеет значительную величину. В магнитном поле, при котором потенциальная энергия магнитных ионов имеет тот же порядок величины, что и их тепловая энергия, большая часть ионов ориентирована параллельно полю, и энтропия заметно ниже, чем в отсутствие поля. Следовательно, если такая соль изотермически (в тепловом контакте с криостатом, заполненным жидким гелием) намагничивается, а затем адиабатически (при разомкнутом тепловом контакте с жидким гелием) размагничивается, то температура соли падает значительно ниже температуры жидкого гелия. Внешним параметром при этом процессе является магнитное поле, а характеристической температурой 0—температура Кюри или Ноэля для данной соли.  [c.423]

При высоких температурах функция Эйнштейна стремится к единице, поэтому выражение (1.33) совпадает с классическим результатом ЗЫоко. Но при температурах, значительно более низких, чем характеристическая температура Эйнштейна ТЕ=Ь(ОЕ/ко, эта фукция убывает экспоненциально  [c.38]

КИМ законом Дюлонга и Пти (кривая 1) и теорией Эйнштейна (кривая 2) для характеристической температуры 1320 К (эта температура отвечает угловой частоте ШЕ = коТ /Н= 1,73-10 ра,д/с). Хотя согласие между тео1ретичеокими и экспериментальными данными оказалось неидеальным, модель Эйнштейна более справедлива по сравнению с классической. Характеристическая тем1перату ра Те использовалась как регулируемый параметр, обеспечивающий согласие между теорией и опытом в отношении величины Сг,.  [c.39]

Условие исчезновения теплоемкости hv/kT l можно записать в виде Т- Тс , где величина T = hvlk= (Ei— о)/й называется характеристической температурой энергии колебаний.  [c.246]

По сравнению с предыдущим соотношением (9.89) в последней формуле опущен вклад нулевой энергии, поскольку он не влияет на теплоемкость. Величина 0 = Лсотах/ЙБ получила название температуры Дебая, или характеристической температуры. Введя 0 в формулу (9.90), получим  [c.224]



Характеристическая температура Дебая — Энциклопедия по машиностроению XXL

Характеристическая температура Дебая 173  [c.384]

Важнейшим параметром, характеризующим температурную зависимость теплоемкости твердого тела, является характеристическая температура Дебая (дебаевский параметр) 0, К, определяемая соотношением kQ=h, где k — постоянная Больцмана, Дж/К h — постоянная Планка, Дж-с v — максимальная частота колебаний атома в кристалле, Гц.  [c.197]


В табл. 17.1 приведены характеристические температуры Дебая и значения теплоемкости [3]. Видно, что при температуре 293 К Для всех металлов, кроме переходных, для которых значения теплоемкости значительно выше ожидаемых, выполняется правило Дюлонга— Пти.  [c.276]

Для количественной оценки влияния теплового и механического воздействий на одномерную модель материала в виде линейной цепочки ионов воспользуемся методами классической статистической физики [47]. Эти методы применимы к большинству металлов при температурах, начиная с нормальной и выше (точнее, при Т > > Эд, где 0Д — характеристическая температура Дебая [55]. Эта температура достаточна для возбуждения почти всех возможных колебаний ионов в кристаллической решетке, когда справедлив закон Дюлонга — Пти для приходящейся на один атом тепло емкости при постоянном объеме су =3k(k = 1,38 10 Дж/К — постоянная Больцмана). Воспользуемся формулой осреднения  [c.56]

Величина 00 есть характеристическая температура Дебая, при которой выполняется условие  [c.49]

Воспользовавшись данными табл. 5.3.1, вычислить 0,, — предельную характеристическую температуру Дебая при 0 К, и сравнить ее с 0 , вычисленной по скорости звука (4,26 10 сл сек ) при низких температурах. (Объем грамм-атома германия при 0 °К можно считать равным 13,606 сл .)  [c.32]

В табл. 5.12.1 даны значения характеристической температуры Дебая, измеренные для кристаллов трех химических элементов в функции температуры.  [c.34]

Найти вид температурной зависимости характеристических температур Дебая 0 (Г) и 0 (Г) в области 0° решетки кристаллической меди [0 (Т) — характеристическая температура, соответствующая фактору Дебая —Вал-лера] при значениях моментов частотного распределения  [c.35]

Область Т > 0л, где 0d — характеристическая температура Дебая (при температурах выше дебаевской возбуждены все колебания решетки). Подробный расчет для этой области приводится в книге Мотта и Джонса [29] ), а в более простом виде — в книге Киттеля [4]. В результате получается o Т , что согласуется с опытом.  [c.108]


Результаты исследования температурных зависимостей удельной теплоемкости позволили определить коэффициенты электронной теплоемкости у, изучить их изменение с изменением состава, а также рассмотреть температурные вависимости характеристических температур Дебая, то есть получить надежную информацию об электронном и фононном спектрах исследованных препаратов.  [c.37]

В начале текуш его столетия были заложены основы квантовой физики. Вскоре после этого Эйнштейн [75], Борн и Карман [76] и Дебай [77] применили принципы квантовой теории для объяснения результатов, полученных при измерении теплоемкости твердых тел. Б несколько более поздней работе Эйнштейн [78] признал, что его первоначальное предположение о наличии одной частоты колебаний у всех атомов твердого тела не может рассматриваться как точная физическая модель. Тем не менее его первую работу характеризует глубокое понимание основных особенностей теплоемкости, что полностью оправдывает использование в качестве первого приближения сравнительно грубой первоначальной модели. Теоретическим результатом первостепенной важности было введение представления о свойственной каждому веществу характеристической температуре 0, выше которой тепловое движение полностью нивелирует индивидуальные особенности любой решетки и поэтому действительна универсальная классическая формула Е = 31 кТ. При температурах ниже в теплоемкость, а также многие другие экспериментально определяемые свойства твердых тел весьма критическим образом зависят от особенностей данной решетки. Так, например, аномальная теплоемкость алмаза, значительно меньшая классического значения, в свете этой теории получает прямое объяснение как результат высокой характеристической частоты колебаний решетки v (это подтверждается также исключительной твердостью алмаза). Характеристическая температура алмаза в (A 0=/zv) много выше комнатной температуры, а потому и его теплоемкость при комнатной температуре много ниже значения, которое следует из закона Дюлонга и Пти. Иными словами, алмаз при комнатной температуре находится в низкотемпературной области .  [c.186]

Частоте, Дебая соответствует так называемая характеристическая температура, или температура Дебая 6, при которой в решетке возбуждается весь спектр нормальных колебаний вплоть до частоты температура определяется из следующего соотношения  [c.130]

Для количественной оценки энергии и сил межатомной связи в кристаллических телах могут быть использованы энергия сублимации, среднее квадратичное амплитуды тепловых колебаний, температура плавления, характеристическая температура (температура Дебая), параметры диффузии, упругие постоянные и другие физические величины. Однако при решении проблемы прочности не все они равноценны, так как по-разному связаны с механизмом пластической деформации и разрушения металлов.  [c.9]

Введем в (53.5) новую переменную интегрирования х с помощью соотношения Ну 1Т = х и определим характеристическую температуру кристалла, или температуру Дебая в, формулой  [c.258]

Характеристические температуры для металлов и значения теплоемкости при комнатной температуре Ср и температуре Дебая для металлов приведены в разделе 8.12,  [c.48]

В предположении, что функция Дебая с характеристической температурой, равной 280°К, дает точное значение тепло-  [c.31]

К. Здесь применима модель Дебая, а характеристические температуры, вычисленные из теплоемкостей и из скоростей звука, должны совпадать.  [c.157]

Значения характеристических температур в формулах Дебая и Эйнштейна для одних и тех же веществ различны, причем 6о>9е это обусловлено тем, что величина Во связана с максимальной частотой колебаний, а 0 — со средней частотой. В большинстве случаев  [c.266]


Максимальная частота колебаний -т в формуле Дебая (89) связана с упругими постоянными- Зная упругие свойства вещества, можно вычислить у ,, а следовательно, и характеристическую температуру 0в.  [c.271]

Значительно сложнее экстраполяции кривой теплоемкости и вычисление тер модинамических функций в тех случаях, когда формула (91) не выполняется даже при самых низких из достигнутых в опытах температур. В этих случаях нередко выражают опытные данные в виде комбинации функций Дебая и Эйнштейна, основываясь при этом на некоторых выводах из теории Борна и Кармана. По Борну теплоемкость кристалла, число атомов в котором равно р, может быть представлена в виде двух частей. Первая из них отражает упругие свойства кристалла в целом в трех направлениях и выражается суммой трех функций Дебая с характеристическими температурами и о,- Вторая часть состоит из 3 (р — 1)  [c.273]

Т / т численные по функциям Дебая и Эйнштейна (см. Приложение, табл. 1 и 2) для соответствующих характеристических температур и 0 . (в расчете на трехмерный осциллятор). Общее число функций Дебая и Эйнштейна равно 3 р, что соответствует такому же числу независимых частот колебаний.  [c.273]

Рассмотренные выше особенности динамики решетки поверхностных слоев и как следствие этого специфика ее термодинамических функций, по-видимому, могут оказать существенное влияние на физико-механ№ ческие свойства и деформационную способность приповерхностных слоев кристалла. Например, если среднеквадратичные смещения для поверхностных атомов всегда больше, чем для объемных, а характеристические температуры Дебая всегда меньше вблизи поверхности, то, поскольку указанные факторы (в и [/ ) непосредственно связаны с упругими константами решетки и формой ее потенциального рельефа, можно предполагать, что они также являются одной из причин проявления аномальных особенностей микропластического течения вблизи поверхности твердого тела. Так, в работах [428, 436—438] показано, что в ультрамалых частицах Ли [436], Sn [437], SnOj [438], а также в пленках Sn толщиной 20-500 А [428] дебаевская температура, как правило, уменьшается по сравнению с массивными образцами именно за счет ослабления упругих связей поверхностных атомов (см. рис. 73).  [c.131]

Х (о) — число осцилляторов Б интервале ё(о. Заметим, что теория Дебая относится к случаю, когда в элементарной ячейке кристалла содержится один атом. Важной величиной является так называемая характеристическая температура Дебая 6д, которая определяется выражением Й-сод=Йб6д, где — постоянная Больцмана. 0д может быть рассчитана по данным для упругих постоянных соответствующего кристалла. Отметим, что температура Дебая 0 указывает на степень жесткости и звукопроводности кристалла. Чем выше 0д, тем более звукопроводен кристалл например, для кварца 0д 4ОО К, а для такого кристалла, как РЬ, О ЮО К- Отметим также, что чем больше для кристалла 0 , тем он более линеен  [c.243]

Несколько позже Дебай предложил остроумную модель, согласно которой в твердом теле имеется полный спектр характеристических колебаний с длинами волн, лежащими в пределах от макроскопических размеров кристалла до размеров, соответствующих межатомным расстояниям. Б этой модели, известной под разными названиями (вроде студня или квазиконтинуума ), сохраняется важное представление о наличии единой характеристической температуры данного твердого тела. Б целом модель Дебая очень хорошо объясняла экспериментальные результаты и, в частности, величины скорости уменьшения теплоемкости с температурой в области низких температур, в которой по формуле Эйнштейна должно наблюдаться значительно более резкое спадание теплоемкости ).  [c.186]

Дебай и Джиок показали, что для некоторых парамагнитных солей очень хорошо выполняются требования, изложенные в п. 1. Если магнитные ионы, имеющиеся в решетке соли, достаточно удалены друг от друга ( разбавлены ), так что энергия их взаимодействия весьма мала по сравнению с тепловой энергией при температуре 1 ° К, то пространственная ориентация ионов при этой температуре является еще хаотической, и энтропия имеет значительную величину. В магнитном поле, при котором потенциальная энергия магнитных ионов имеет тот же порядок величины, что и их тепловая энергия, большая часть ионов ориентирована параллельно полю, и энтропия заметно ниже, чем в отсутствие поля. Следовательно, если такая соль изотермически (в тепловом контакте с криостатом, заполненным жидким гелием) намагничивается, а затем адиабатически (при разомкнутом тепловом контакте с жидким гелием) размагничивается, то температура соли падает значительно ниже температуры жидкого гелия. Внешним параметром при этом процессе является магнитное поле, а характеристической температурой 0—температура Кюри или Ноэля для данной соли.  [c.423]

По сравнению с предыдущим соотношением (9.89) в последней формуле опущен вклад нулевой энергии, поскольку он не влияет на теплоемкость. Величина 0 = Лсотах/ЙБ получила название температуры Дебая, или характеристической температуры. Введя 0 в формулу (9.90), получим  [c.224]

Под влиянием размеров кристаллитов претерпевают изменения и такие параметры фононного спектра, как характеристическая температура и фактор Дебая — Уоллера, отражающий атомные смещения. В табл. 3.6 приведены средние значения статических составляющих фактора Дебая—Уоллера Д в дебаевском и эйн-щтейновском приближениях и соответствующие характеристические температуры 0д и бддля образцов селена, изготовленных контролируемой кристаллизацией из аморфного состояния, т.е. с минимальными деформационными искажениями. Эти данные получены с помощью известной процедуры оценки характеристической температуры из измерений интенсивности рентгеновских рефлексов в интервале Т = 88 — 325 К.  [c.62]


Как видно из табл. 3.6, с уменьщением размера кристаллитов убывает характеристическая температура и возрастает фактор Дебая-Уоллера (статическая составляющая которого является преобладающей по сравнению с температурно-зависимой динамической составляющей). Конечно, при анализе данных табл. 3.6 следует иметь в виду известный схематизм дебаевского и эйнщтей-новского приближений, тем более по отнощению к такому объекту, как селен с некубической структурой.  [c.62]

Статические составляющие фактора Дебая —Уоллера и значения характеристических температур для образцов селена с различным размером кристаллитов [85]  [c.62]

Аналогично можно представить характеристические температуры, соответствующие фактору Дебая — Валлера в виде степенных рядов [58], которые мы приведем без выводов и без доказательств.  [c.162]


Распределение электронной плотности и динамика кристаллической решетки фторида лития по рентгенографическим данным Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 538.915 ББК В31

А. А. Сидоров, В. Е. Холодовский, Е. А. Кульченков, А. В. Щелоков, К. В. Канайкина

г. Брянск, Россия

Распределение электронной плотности и динамика кристаллической решетки фторида лития по рентгенографическим данным

В настоящей работе определены рентгенографическим методом распределение электронной плотности, радиусы ионов, динамические характеристики кристаллической решетки фторида лития и характеристические температуры Дебая для подрешеток Li и F.

Ключевые слова: фторид лития, электронная плотность, среднеквадратичное смещение, характеристическая температура Дебая.

A. A. Sidorov, V. Ye. Kholodovsky, Ye. A. Kulchenkov, A. V. Shchelokov, K. V. Kanaykina

Bryansk, Russia

The Distribution of Electron Density and Lattice Dynamics of Lithium Fluoride on X-ray Data

The authors of the paper using X-ray identified electron density distribution, the radii of the ions, the dynamic characteristics of the crystal lattice of lithium fluoride and the characteristic Debye temperatures of the sublattices of Li and F.ы для кристалла ЫР

hkl &o P 1F12 I hkl \Fhld\2

111 19,33 8 16(/i-/2)» 240,91 45,06

200 22,49 6 16(/i+/2)» 895,81 313,42

220 32,74 12 16(/i+/2)» 182,72 74,46

311 39,36 24 16(/i-/2)» 41,65 12,11

222 41,49 8 ЩЬ+hY 36,51 34,46

400 49,94 6 іб(/і+/2)» 40,65 57,87

331 56,48 24 іб(/і-/2)» 15,88 5,15

420 58,82 24 іб(/і+/2)» 61,71 18,72

422 69,57 24 ЩЬ+hY 56,81 10,79

При расчете РЭП в ионном кристалле LiF, содержащем два сорта атомов, из экспериментальных значений интегральных интенсивностей определялись величины атомно-рассеивающих факторов fi и /2 для каждого элемента в отдельности. Как видно из таблицы, структурный множитель в зависимости от hkl принимает значения 16(/ — /2)2 или 16(/ + /2)2. Из экспериментально полученных величин структурного фактора Fhki были построены зависимости (/ + /2), (fi — /2) от sin 0/А, как показано на рис. 1.

Рис.1.

Рис. 2

Кривые аппроксимировались полиномом третьей степени. Атомно-рассеивающие факторы для Ы и Е определялись по формулам:

/f (s) =

/lí(s) =

(/і+/2)+ (/1-/2) 2 ’

(/i + /2) — (/1 — /2)

(1)

(2)

где значения (/i + /2) и (/i — /2) брались из сглаженных кривых при соответствующих значениях вектора рассеяния |s| = sin 0/А. Графики зависимостей (1) и (2) приведены на рис. 2.

Построение карты РЭП в кристалле LiF производилось с использованием полученной нами ранее формулы [2]:

p(R)

zi

4п2с

EEEE

— — Ai e “1

X? ——

1 j=i m 1 m2 тз

8

Z3

+

Z2

A, 4n2

EEEE

Є a2 7

A,

j=i ті m2 тз ^

-+

2 ,=

+

EEEE

——Ai e аз 7

4n2aa3 A,•

3 j=i ті m2 тз ^

2

Коэффициенты «1, «2, «3 находились из уравнений (3) и (4), которые аппроксимировали атомно-рассеивающие факторы ЫиР:

2

+

2

+

5

1 + в2а? 1 + в2а2 1 + в20!о’

/ы =

1

+

1

+

1

(3)

(4)

1 + в2«2 1 + й2о2 1 + в2«3

Расчеты РЭП производились с помощью специально разработанного нами программного обеспечения.

Границы атомов выбирались из условия равенства минимальных значений электронных плотностей для первого и второго сорта атомов. На рис.3 показано распределение электронной плотности в кристалле ЫЕ в плоскости (100). На изоэлектронных линиях указаны её значения в единицах

О

эл/ А3. Как видно из карты, оболочки ионов Е перекрываются между собой при значении электрон-

О

ной плотности, равной 0,15 эл/ А3, у катионов Ы такого перекрытия не наблюдается. Определенные

ОО

по карте радиусы атомов составили для Е — 1,31А, Ь1 — 0,75А, что находится в хорошем соответствии с литературными данными.

Рис.3. Карта распределения электронной плотности в кристалле ЫР в плоскости (100)

2. Определение среднеквадратичных смещений атомов. Рентгенографические измерения в интервале температур 4,2-310 К проводились на дифрактометре ДРОН-3 с использованием низкотемпературной камеры, разработанной в нашей лаборатории [5]. Исследовались интегральные интенсивности двух дифракционных максимумов 1т с индексами (331) и (420) в области температур от гелиевых (Т = 4, 2 К) до комнатных. Структурные множители этих рефлексов равны соответственно |Р|§31 = 16(/ы — /р)2 и |Р|220 = 16(/ы + /р)2, где /ы и /р — атомно-рассеивающие факторы лития и фтора.

Методика измерения интегральных интенсивностей и структурных факторов описаны в работах [1; 3], при этом получена система уравнений

/^ехр(-16тг2в:{г(|?) — fLiexp(-í6n2slu2LІ)

331

420

(/г — /ы)2 /ь. 52, решение данной системы имеет вид

16п2в2

1п

1т->■ 0

(/р — /ы) +

331

/ + /р ) — 1п(2/р)

420

(5)

иЫ = —

1

16п2в2

1п

т0

(/р + /ы) —

420

Л’

т0

(/р — /ы) ) — 1п(2/Ы®)

331

(6)

На рис.(Т) и ир (Т) приведены на рис. 5. Более тяжелые атомы фтора имеют меньшие значения среднеквадратичного смещения.

100

80

60

40

20

ЫТ а 2

1400 /

0,006 — /

1200 /

♦ у /

1000 У У

А 800 °’004 ‘ //

1 1 1 0,002 — I I I

«ыСП

щ(Т)

100

200

300

100 200

300

Рис. 4- Зависимость интегральных интенсивностей дифракционных максимумов (331) и (420)

По формуле

Рис. 5. Зависимость среднеквадратичного смещения ионов Ы и Р от температуры

— ЗЛ2 Ф(х)

и2 =

4п2 шквд х ’

приведенной в работах [3; 6], были определены характеристические температуры Дебая вд подре-шеток Е иЫ при 305 К, которые равны соответственно 544 К и 744 К. Их усредненное значение оказалось сравнительно близким с калориметрическими данными.

Список литературы

1. Вейс В. Физика твердого тела. М.: Атомиздат, 1968. 456 с.

2. Кульченков Е. А., Сидоров А. А. Распределение электронной плотности и потенциала по данным упругого рассеяния рентгеновских лучей в кристаллах со структурой алмаза // Вестник БГТУ, 2007. №2. С. 118-123.

3. Кульченков Е. А. Структурный множитель и атомно-рассеивающий фактор кремния / дис. … магистра. Брянск, 2001. 76 с.

4. Сидоров А. А., Холодовский В. Е., Кульченков Е. А., Бавкунов М. А., Авдащенко Д. В., Малофеев С. Е. Исследование импульсного распределения электронов в углероде по компто-новским профилям // Вестник БГТУ, 2009. №3. С. 165-170.

5. Сидоров А.А. Тепловое расширение, среднеквадратичные смещения и ангармонизм колебаний атомов Я1, BNв , ОаР и твердых полупроводниковых растворов систем (ЛпР)х(ЛпЛв)1-х, (ОаЛв)х(ЛпЛв)1-х в области 7 — 310 К по рентгенографическим данным / дисс. … канд. физ.-мат.наук. Брянск, 1987. 224 с.

6. Сирота Н. Н., Сидоров А. А. Определение температурной зависимости теплоемкости и характеристической температуры Я1, ОаР, 1пЛв по интенсивности брегговских рефлексов в области температур 7 — 310 К // Доклады академии наук СССР, 1988. №5. Т. 303. С. 1123-1126.

Рукопись поступила в редакцию 14 апреля 2011 г.

и

р

Температура Дебая — это… Что такое Температура Дебая?

Температура Дебая — температура, при которой возбуждаются все моды колебаний в данном твёрдом теле. Дальнейшее увеличение температуры не приводит к появлению новых мод колебаний, а лишь ведёт к увеличению амплитуд уже существующих, то есть средняя энергия колебаний с ростом температуры растёт.

Температура Дебая — физическая константа вещества, характеризующая многие свойства твёрдых тел — теплоёмкость, электропроводность, теплопроводность, уширение линий рентгеновских спектров, упругие свойства и т. п. Введена впервые П. Дебаем в его теории теплоёмкости.

Температура Дебая определяется следующей формулой:

где — постоянная Планка, — максимальная частота колебаний атомов твёрдого тела, — постоянная Больцмана.

Температура Дебая приближённо указывает температурную границу, ниже которой начинают сказываться квантовые эффекты.

Физическая интерпретация

При температурах ниже температуры Дебая теплоёмкость кристаллической решётки определяется в основном акустическими колебаниями и, согласно закону Дебая, пропорциональна кубу температуры.

При температурах намного выше температуры Дебая справедлив закон Дюлонга-Пти, согласно которому теплоёмкость постоянна и равна , где количество элементарных ячеек в теле,  — количество атомов в элементарной ячейке,  — постоянная Больцмана.

При промежуточных температурах теплоёмкость кристаллической решётки зависит от других факторов, таких как дисперсия акустических и оптических фононов, количества атомов в элементарной ячейке и т. д. Вклад акустических фононов, в частности, даётся формулой

,

где  — температура Дебая, а функция

называется функцией Дебая.

При температурах намного ниже температуры Дебая, как указывалось выше, теплоёмкость пропорциональна кубу температуры

.

Оценка температуры Дебая

При выводе формулы Дебая для определения теплоёмкости кристаллической решётки принимаются некоторые допущения, а именно принимают линейным закон дисперсии акустических фононов, пренебрегают наличием оптических фононов и заменяют зону Бриллюэна сферой такого же объёма. Если радиус такой сферы, то , где скорость звука, называется частотой Дебая. Температура Дебая определяется из соотношения

.

Значения температуры Дебая для некоторых веществ приведено в таблице.

См. также

Примечания

Источники

Поступательная энергия

Найдем статистическую сумму Qпост для энергии частиц, движущейся в объеме V. Так как состояние частицы определяется тремя квантовыми числами nx, ny, nz, то при расчете Qпост суммирование следует проводить по всем целым положительным значениям этих чисел:

Qпост=exp(-h2n2/8mV2/3kT).

Величина h2/8mV2/3 характеризует расстояние между соседними уровнями энергии поступательного движения молекулы. Для частицы, движущейся в макроскопическом объеме, даже при очень низких температурах:

h2/(8mV2/3kT)<<1,

так, что дискретностью уровней практически всегда можно пренебречь и описать поступательное движение частицы квазиклассически:

Qпост=V(2mkT)3/2/h3 .

Выражение Qпост=V(2mkT)3/2/h3 можно представить в форме

Qпост=V/3,

где =(h2/2mkT)1/2. Величину  иногда называют длиной тепловой волны, поскольку эта величина того же порядка, что и длина волны де Бройля для частицы с массой m и энергией kT/2 (средняя энергия на одну степень свободы поступательного движения частицы).

Вращательная энергия

Считая двухатомную молекулу жестким ротатором, можно найти для нее статистическую сумму по вращательным состояниям. С учетом кратности вырождения каждого уровня (2j +1), получим

Qвр=(2j+1)exp(-h2j(j+1)/82IkT),

где I-момент инерции молекулы; суммирование проводится по всем возможным значениям вращательного числа j для молекулы. Параметр вр=h2/82Ik, называется характеристической температурой ротатора (величина вр имеет размерность температуры). Индивидуальные свойства ротатора отражены в величине вр через момент инерции. Значение вр определяют расстояния между уровнями энергии ротатора при различных квантовых числах j.

Характеристические температуры некоторых двухатомных молекул

Молекула

H2

D2

N2

O2

HCl

HI

вр

85

42

2.85

2.07

14.5

9.0

Колебательная энергия

Энергия гармонического осциллятора, отсчитываемая от нулевого уровня Eкол(0)=h/2, определяется выражением

Eкол(v)=vh,

где v=0,1,2,…- колебательное квантовое число. Уровни энергии осциллятора невырождены, поэтому для статистической суммы осциллятора, получим:

Qкол=1/(1-exp(-h/kT).

Вклад колебательного движения в термодинамические функции (в расчете на N осцилляторов) определяется формулой

Fкол=NkTln(1-exp(-h/kT).

Электронная энергия

Если за начало отсчета энергии электронной оболочки молекулы принять уровень основного состояния (0=0), то

Qэл=0 + 1exp(-1/kT)+2exp(-2/kT)+…,

где к — кратность вырождения k-го электронного уровня молекулы, k-энергия к-го уровня, отсчитываемая от энергии основного состояния (разность между энергиями к-го возбужденного и основного электронных состояний молекулы).

При температурах, существенно более низких, чем температура ионизации (тысячи и десятки тысяч градусов), в сумме Qэл достаточно учитывать либо один член, либо небольшое число членов.

Оценим вклад электронной составляющей в термодинамические функции для часто встречающегося случая, когда

1>>kT

и, следовательно, Qэл0.

Тогда для свободной энергии Гельмгольца и энтропии можно записать:

Fэл=-NkTln0, Sэл=-Nkln0.

Страница не найдена | Кафедра физики твердого тела ПетрГУ

หน้าหลัก
http://rtlabs.nitk.ac.in/ http://www.ei.ksue.edu.ua/ http://www.unajma.edu.pe/ http://www.drbrambedkarcollege.ac.in/ https://esperanza.eastern.edu/ https://www.hsri.or.th/ https://www.agrft.uni-lj.si/ http://www4.fe.usp.br/ https://www.cnba.uba.ar/
Home
bak hocam 2yildir kullandigim siteye gelip kod ekliyorsun not yazip kodlarini siliyorum (insan olan utanir kusura bakma hocam diyip giderdi) kendine dusmanmi ariyorsun? belliki sen disli birine denk gelmemissin hayatin boyunca ama ben cok ugrastim cokta denk geldim bu sekilde tanimadigin birini tehtit etmen ya deli oldugunu gosterir yada tecrubesizligini sen bana isimi ogretecegine once baskalarina ait olan sitelere girmemeyi ogren ondan sonra bana isimi ogretirsin ben cok takintili bir adamim beni kotu bir insan olmaya zorlama rica ediyorum bak lutfen birbirimizi uzmeyelim emin ol bu site felan umrumdami saniyorsun? olay tamamen prensip meselesi sen benim yatakodama gelip beraber yatacagiz diyorsun oyle bir olay yok isine bak oldu 10 kisi daha cagir 500 kod eklesin herkes yorumbacklink isimi yapiyorsun? sacmalamissin daha fazla beni muatap etme kendinle yaptigin terbiyesizligin farkina var illa darbe yiyincemi aklin basina gelecek anlamiyorum ki o kadar yaziyorum ki birbirimize kotuluk yapmayalim kalp kirmayalim birbirimizi uzmeyelim sana daha once boyle notlar yazan bir linkci gordun mu Allah askina ben bazen goruyorum ana baci duymadigim kufurler yaziyor adamlar birbirine sen benim gibi bir insani uzuyorsun ama lutfen.. 8yildir ben kimseyle ortak site kullanmadim babam gelse onunlada kullanmam en hassas oldugum konudur bu bir daha kod eklememeni siddetle tavsiye ediyorum yoksa farkli seyler olur ve kendine nur topu gibi manyak bir dusman edinirsin bos yere bu polemigi uzatiyorsun haksiz olan sensin kod disinde birsey yazmak istersen yazabilirsin ama rica ediyorum isi inada bindirme senden ERDEMLİ DÜRÜST VE OLGUN bir davranis bekliyorum beni anladigini umuyorum ve tekrar inşAllah kod eklemeyecegini umuyorum olumlu olumsuz notunu buraya yazablirsin bende bir daha bu siteyi kullanmiyacagim sanada kullandirmam tabiki is site isi degil prensip isi.. ihtiyacin olabilir site sayin azdir bunlar dogal seyler ben gerekirse kendim eklerim senin kodlarini oyle bir durumda kendi kodlarimida silerim sadece senin olur ama o son not garip bir insan oldugunu dusunduruyor bana ve inan ugrasacak vaktim de kafamda yok kendine sardirma hepimiz ekmek davasindayiz senle isim yok benden sana kotulukte gelmez ama beni zorlama lutfen.. zaten kafamda bir dunya sorun var hayat acimasiz hayat zor benim derdim bana yetiyor butun ictenligim ve iyi niyetim ile sana bu notu yaziyorum bu kadar sozden sonra kod ekleyecegini sanmiyorum birde seninle ugrasmayayim guzel kardesim arkadasim lutfen rica ediyorum LUTFEN barış her zaman erdemli insanlarin isidir lutfen ayni olgunluk ile senden olumlu donusunu bekliyorum eger yazdiklarimda kalp kirici yada incitici birsey varsa lutfen kusura bakma 1-2defa kontrol ettim ama belki gozumden kacmis olabilir hakkini helal et ve en iyisi ikimiz icinde helallesip bu isi noktalamaktir inan kotu biri degilim selam ve sevgiyle..

Характеристическая температура — обзор

IA Stellar Temperatures

В первом порядке, между спектральными линиями, распределение энергии излучения из атмосферы звезды следует функции Планка (3) характеристической температуры, известной как эффективная температура, Тл. эфф . Формально эффективная температура соответствует не конкретной температуре в атмосфере звезды, а полной энергии излучения или болометрическому потоку, F ,,

(14) F = ∫0∞Fλdλ = ∫0∞BTeffλdλ = σTeff4

, где F λ — монохроматический поток на каждой длине волны λ, а σ — постоянная Стефана – Больцмана.Звездный континуум из геометрически тонкой фотосферы исходит из слоев, близких к тому, где τ = 1 в континууме; следовательно, эти слои имеют температуры, очень близкие к T eff .

Качественную оценку T eff можно сделать, наблюдая за цветом звезды. Измерение отношения синего к красному свету улавливает это распределение яркости, причем измерение выполняется либо через фильтры, пропускающие широкие полосы синей и красной областей спектра, либо с помощью инструментов, предназначенных для монохроматической выборки света из широко разнесенных длин волн.Согласно наблюдениям в лаборатории и описанию функции Планка, раскаленные объекты излучают наиболее ярко на коротких волнах синего или фиолетового цветов, тогда как холодные звезды излучают наиболее сильно на более длинных волнах красного цвета. Длина волны при максимальной интенсивности спектра абсолютно черного тела должна удовлетворять:

(15) дБλ (T) dλ | λmax = 0

, что дает соотношение:

(16) λmaxT = 0,294 см K

, известное как смещение Вина. закон. Низкие температуры дают большие значения для λ max и наоборот, что согласуется с наблюдениями.

Для количественного определения T eff необходимо знать спектральное распределение энергии звезды относительно некоторого эталона, такого как калиброванная печь. Ближе к концу XIX века сверхчувствительные спиртовые термометры использовались для изучения распределения солнечного тепла между 3000 Å и 3 мкм. Для других звезд было проведено визуальное сравнение света звезды и лампы, откалиброванной в духовке. Предполагая, что спектр, полученный таким образом, был формой черного тела, можно было определить значение T eff .Звездные континуумы ​​представляют собой черные тела только первого порядка, поэтому эти первые измерения были подвержены значительной систематической ошибке. Современные спектрофотометрические наблюдения звезд откалиброваны относительно яркой звезды Вега, спектральное распределение энергии которой было получено относительно точно откалиброванных медных черных тел с температурой замерзания. Если можно точно измерить как абсолютное распределение потока с поправкой на поглощение межзвездной средой и земной атмосферой, так и угловой диаметр звезды, фундаментальная эффективная температура может быть вычислена по формуле:

(17) Teff = [4Fσθ2] 14

где θ — угловой диаметр.В настоящее время возможно точно измерить θ только для ярких звезд, но вскоре ситуация улучшится с появлением оптических интерферометров и космических астрометрических миссий, предназначенных для точных измерений более слабых звезд. В отсутствие точных измерений углового диаметра синтетические звездные континуумы ​​из модельных атмосфер используются для оценки T eff .

Линейчатый спектр также используется для оценки T eff . Это возможно, потому что состояние газа, возбуждение и ионизация составляющих его атомов и молекул, определяется излучением, столкновениями и принципом детального баланса .Детальный баланс в тепловой плазме возникает, когда любая реакция уравновешивается обратной реакцией — например, баланс между ионизацией (излучением и столкновениями) и рекомбинацией иона и электрона. Когда преобладают коллизии, этот принцип может быть использован для получения распределения Больцмана :

(18) (n2n1) = g2g1e − E21 / kT

для относительной совокупности, n 2 / n 1 , двух уровней энергии в атоме, разделенных энергией E 21 .Отношение статистических весов, г 2 / г 1 , зависит от квантово-механических свойств двух уровней. Аналогичным образом уравнение Саха ,

(19) logN + N0ne = 2u + uλe − 3e − χion / kT

, где

(20) λe = h (2πmekT) 1/2

может быть что дает отношение общего числа ионов N + к общему количеству атомов N 0 . Здесь n e — плотность электронов, m e — масса электрона, χ ion — потенциал ионизации, а u и u + — статистические суммы, зависящие от структуры энергетических уровней атома и иона.

Из этих уравнений ясно, что возбуждение и ионизация атомов и молекул в атмосфере звезды будут весьма чувствительны к температуре. В более холодных звездах, от Солнца, около 5000 К, до границы звезда / планета, около 1000 К, наблюдаются линии поглощения от молекул и нейтральных атомов. Углеводородный радикал CH наблюдается в солнечном спектре, и увеличение присутствия молекулярных спектральных особенностей наблюдается по направлению к более низким температурам, когда молекулы, такие как TiO2, доминируют в спектре ниже 3500 К.Энергия диссоциации молекул обычно меньше 10 эВ и обычно составляет несколько эВ. Эта энергия соответствует длине волны около 1240 Å. Любая атмосфера со значительным полем излучения ниже этой длины волны будет фотодиссоциировать молекулы. Согласно закону Вина (15) звезда с T eff = 23000 K имеет спектр с максимумом вблизи этой длины волны. Отсюда, вплоть до температуры Солнца, звезды имеют достаточный поток незадолго до пика потока и относительно высокие температуры столкновения, чтобы предотвратить значительное образование молекул.По той же причине нейтральные металлы с энергией ионизации в несколько эВ, такие как Fe I и Cr I, заметны только в более холодных звездах.

В более горячих звездах, с сильными полями излучения и высокими энергиями столкновения, металлы ионизируются во все большей степени по мере увеличения T eff . В звездах чуть более горячих, чем Солнце, присутствуют линии Ca II, Fe II и Cr II. Выше 7500 K видны линии от Mg II, Si II и Ti II, а линии от нейтральных атомов слабо видны.Выше T eff = 10000 K, оптические линии водорода начинают исчезать, поскольку водород ионизируется и присутствуют линии O II, Si III и He I. He I имеет атомную структуру, которая помещает нижние уровни оптических переходов на 19 эВ выше основного состояния. Его энергия ионизации 25 эВ. По этой причине линии He являются важной температурной диагностикой горячих звезд. Выше T eff = 30 000 K видны линии He II, а также линии N III, Si IV и C IV.Даже более горячие звезды показывают все более высокие стадии ионизации. На рисунке 2 показана синяя область спектра звезд, охватывающая весь диапазон нормальных температур поверхности.

РИСУНОК 2. Спектральная последовательность. (а) Типичные звездные спектры в синей и фиолетовой областях спектра, полученные в Мичиганском университете У. К. Руфусом и Р. Х. Кертиссом. Бальмеровская серия водорода хорошо заметна в верхних звездах. Линии H и K при 3968 Å и 3934 Å создаются ионизированным кальцием, а полоса G возникает из молекулы CH.Другие отождествления — нейтральный He при 4026 и 4472 Å, ионизированный кислород при 4649 Å, нейтральный кальций при 4227 Å и нейтральное железо при 4384, 4405 и 4668 Å. У холодных M-звезд фиолетовые края полос молекулярного TiO лежат на 4585, 4752 и 4954 Å. Классификация традиционно проводится в этой сине-фиолетовой части спектра (где ранние фотопластинки были наиболее чувствительны к свету), но также можно использовать желто-красный, а недавно стали полезными дальний (спутниковый) ультрафиолет и ИК. также.(b) Спектры горячих O-звезд, а также примеры богатых углеродом и азотом (WC и WN) звезд Вольфа – Райе, которые часто включаются в класс O. Их эмиссионные линии показывают, что они окружены истекающим веществом. [Из Kaler, J. (1989). «Звезды и их спектры», Cambridge University Press, Кембридж, Великобритания, стр. 70–71. Перепечатано с разрешения Cambridge University Press.]

Чтобы определить количественное значение для T eff только по спектральным линиям, по спектральному распределению энергии или по обоим, требуется синтетический звездный спектр из модельной атмосферы.Атмосферы стандартной модели обычно параметризуются эффективной температурой T eff и плотностью g . Фундаментальные ограничения на такую ​​модель состоят в том, что она должна сохранять энергию и поддерживать баланс давления. Ограничение энергии означает, что излучение, испускаемое в космос, должно быть точно равно энергии, исходящей из глубоких недр звезды. Светимость,

(21) L = 4πR2σTeff4

, следовательно, не должна зависеть от глубины.Для геометрически тонкой атмосферы, где радиус практически постоянен во всей атмосфере, T eff является четко определенной величиной, а поток излучения:

(22) F = L4πR2 = σTeff4

является постоянной величиной. Постоянный поток подразумевает тепловое равновесие , что означает, что структура температуры не меняется со временем. Это , а не , как термодинамическое равновесие , которое существовало бы только в том случае, если бы каждый слой атмосферы имел одинаковую температуру.Производство ядерной энергии в недрах звезды предотвращает это. Если существует тепловое равновесие и энергия переносится исключительно излучением, то считается, что среда находится в радиационном равновесии . В разреженных внешних слоях звезд излучение, безусловно, является доминирующим механизмом переноса энергии, поэтому радиационное равновесие является хорошим приближением. Для решения задачи прямого переноса излучения необходимо знать функцию источника как функцию глубины. Для достижения этой цели используется условие радиационного равновесия.Для солнца можно получить не только T eff , но и температуру как функцию глубины в атмосфере. Как обсуждалось выше, потемнение к конечности возникает из-за того, что мы наблюдаем меньшую физическую глубину и более холодные слои, когда мы смотрим ближе к конечности. Интенсивность солнечного света была измерена как функция угла, и это соотношение можно инвертировать, чтобы получить T (τ). В 1906 г. К. Шварцшильд показал, что полученное таким образом распределение температуры согласуется с радиационным равновесием.

На рис. 3 сравнивается наблюдаемое распределение энергии яркой звезды Spica ( T eff = 23000 K) с синтетическим спектром модельной звездной атмосферы. Спика — одна из немногих горячих звезд, для которых T eff можно найти непосредственно из наблюдений; эмпирические и модельные T eff согласуются с точностью до неопределенности каждого метода. Моделирование такого рода показывает, что звезды охватывают широкий диапазон эффективных температур почти на два порядка по величине, от коричневых карликов около 1000 К до белых карликов с температурой выше 100000 К.

РИСУНОК 3. Наблюдаемое энергетическое распределение Spica (α Virginis), представленное жирной линией и крестиками, показано между 1250 Å в дальнем ультрафиолете и 8000 Å в ближнем инфракрасном диапазоне. Модельный спектр (пунктирная линия) показан для сравнения. Данные на длинах волн менее 0,3 мкм были получены Международным исследователем ультрафиолета, в то время как данные на более длинных волнах были получены с помощью наземных телескопов. Различия между наблюдаемым и модельным распределениями энергии отражают неверные предположения или неточные входные данные для модели и неопределенности в измерении абсолютного потока.

Температурные характеристики — обзор

2.3 Модуляционное легирование p-типа и передовые концепции материалов

В целом, наилучшие характеристические температуры при комнатной температуре стали возможны благодаря модулирующему легированию p-типа. Сообщалось о таких высоких значениях, как 500 K, 700 K и бесконечных, а также отрицательных значениях, хотя для температур обычно ниже 80 ° C. Насыщение усиления в лазерах на КТ 1,3 мкм и, следовательно, их T 0 ограничено энергетическим разделением между дискретными уровнями самих точек.Значение T 0 может быть значительно увеличено за счет разработки КТ с большим разделением энергии между землей и первым возбужденным излучательным переходом. Однако, к сожалению, дырочные уровни по своей природе гораздо ближе друг к другу по энергии (Щекин и др. , 2002), что является следствием более тяжелой эффективной массы дырок. Фактически, тепловое распространение дырок является одним из основных механизмов, обуславливающих температурную чувствительность усиления в лазере с квантовыми точками.

Путем введения легирования модуляции p-типа в разделительные слои GaAs между точечными слоями можно уменьшить это тепловое растекание.Тогда температурная зависимость усиления определяется преимущественно уровнями энергии электронов, которые сильно разнесены по энергии. Обеспечивая встроенный избыток дырок, можно противодействовать влиянию близко расположенных уровней энергии дырок, так что переход КТ в основное состояние всегда, в принципе, всегда заполнен дырками. Следуя этому подходу, Деппе и Щекин достигли значения T 0 от 161 K до 80 ° C для плотности легирования, эквивалентной 52 дыркам на точку в двухъярусном устройстве, и тем самым достигли впечатляющих результатов. -государственная работа при температурах до 167 ° C.Увеличение общего коэффициента усиления в основном состоянии при комнатной температуре с 9 (нелегированный) до 18 см 1 (p-легированный) наблюдалось для лазера, который в остальном был таким же. Учитывая, что большинство нелегированных устройств демонстрируют <3 см 1 на точечный слой, увеличение коэффициента усиления является важным ингредиентом в реализации высокотемпературной работы. Как показано на рис. 10.4, интересно также, что от 26 до 167 ° C длина волны генерации смещалась в красную область со скоростью 0,52 нм / ° C, а изменение дифференциальной эффективности было лишь незначительным.По сравнению с нелегированными устройствами, пороговое значение для p-легированных устройств с квантовыми точками можно сделать нечувствительным к температуре в ограниченном диапазоне температур путем компенсации небольшого положительного T 0 , наблюдаемого в нелегированных устройствах, равным, но отрицательным T 0 , связанным с улучшением межточечного транспорта (Marko et al ., 2005b). Единственный недостаток p-легирования состоит в том, что пороговая плотность тока увеличивается по сравнению с эквивалентным нелегированным устройством. В лазерах на квантовых точках, легированных p-примесью, было показано, что безызлучательная рекомбинация присутствует даже при низкой температуре из-за относительно большого количества дырок в точках.Это увеличивает пороговый ток для генерации по сравнению с собственным устройством, вызывая его дальнейшее увеличение с повышением температуры до 180 К. Термализация электронов между точками, легированными p-примесью, не приводит к уменьшению порогового тока до значений выше 180 К, поскольку электростатическое притяжение большого количества дырок, присутствующих в точках, приводит к увеличению эффективного барьера для выхода электронов (Marko и др. ., 2005b). Вводя правильную степень p-легирования, можно вызвать нейтрализацию противоположных эффектов термализации носителей и оже-рекомбинации примерно при комнатной температуре, что приведет к почти независимому от температуры пороговому току или бесконечному T 0 .

Рисунок 10.4. Кривые зависимости свечения от тока и спектры генерации для лазера на КТ, легированного 52 акцепторами на КТ и L c = 2,76 мм при комнатной температуре и 167 ° C. По материалам Щекина и Деппе (2002).

Хотя в структурах с p-легированием и усиление, и значение T 0 улучшаются, степень улучшения по сравнению с нелегированным образцом уменьшается при повышенных температурах. Подобно Crowley и др. . (2009), Smowton и др. .пришли к выводу, что как оже-рекомбинация, так и связанная с дефектами безызлучательная рекомбинация ограничивают производительность p-легированных и нелегированных устройств из-за увеличения населения точек с более высокой энергией и состояний континуума, в которых возрастает безызлучательная рекомбинация. Однако режим более низкого T 0 , наблюдаемый в легированных устройствах, компенсируется значительно более высокими температурами (обычно> 60 ° C) (Smowton et al ., 2008).

Туннельная инжекция очень эффективно использовалась для подавления проблем, связанных с горячими носителями, в лазерах с квантовыми ямами и для достижения высокоскоростной модуляции лазеров с квантовыми точками.В идеале в этом методе холодные носители (электроны) инжектируются с помощью фононного туннелирования в состояния генерации квантовых точек, что приводит к минимизации заполнения носителей в состояниях без генерации. Комбинируя легирование p-типа и туннельную инжекцию, Fathpour et al. продемонстрировал бесконечную T 0 до 75 ° C для лазеров с квантовыми точками 1,3 мкм, которые включали 10 точечных слоев (Fathpour и др. ., 2004). Наклонная эффективность также оставалась постоянной в этом диапазоне температур.Было высказано предположение, что происхождение наблюдаемого бесконечного T 0 является следствием оже-рекомбинации, скорость которой в квантовых точках увеличивается при p-легировании, но уменьшается с повышением температуры, что затем компенсирует тенденцию к увеличению с температурой других рекомбинационных токов, которые вносят вклад в пороговый ток (Fathpour и др. ., 2004).

Исследователи из Университета Олбани сконцентрировались на разработке точек InAs для большей однородности точек, покрывая их тонким слоем AlAs.Такой подход привел к более однородным размерам точек и более высокой силе фотолюминесценции. Прирост увеличился с 9 до 18 см 1 по сравнению с точками, которые не включали покрывающий слой AlAs. Эти лазеры, основанные на трех пакетах квантовых точек определенной формы, показали исключительную высокотемпературную работу из основного состояния, до 219 ° C для резонатора длиной 7,5 мм и 203 ° C для резонатора длиной 5,15 мм, как показано на Рис. 10.5 (Токранов и др. ., 2003).

Рисунок 10.5. Характеристики лазера на усеченных КТ в зависимости от температуры: (А) длина волны генерации в основном состоянии и соответствующие спектры и (Б) вольт-амперные характеристики при импульсном возбуждении для лазерного диода длиной 5,15 мм. По материалам Токранова и др. . (2003).

Характерные температуры сворачивания малого пептида

Реферат

Мы проводим обобщенное ансамблевое моделирование небольшого пептида, принимая во внимание взаимодействия между всеми атомами. Из этого моделирования мы получаем термодинамические величины в широком диапазоне температур.В частности, мы показываем, что сворачивание небольшого пептида представляет собой многоступенчатый процесс, связанный с двумя характеристическими температурами, температурой коллапса T θ и температурой сворачивания T ƒ . Наши результаты подтверждают картину энергетического ландшафта и концепцию воронки. Эти идеи были ранее разработаны в контексте исследований упрощенных моделей белков, и здесь они проверены в моделировании Монте-Карло для всех атомов.

Хорошо известно, что большой класс белков спонтанно сворачивается в глобулярные состояния уникальной формы, но механизм сворачивания остается неуловимым.Процесс складывания может контролироваться термодинамически или кинетически. Термодинамическая гипотеза предполагает, что сложенное состояние соответствует глобальному минимуму свободной энергии, и подтверждается известной работой Анфинсена (1) и аналогичными экспериментами. С другой стороны, Левинталь (2) утверждал, что из-за огромного количества локальных минимумов энергии, доступных белку, невозможно найти глобальный минимум свободной энергии путем случайного поиска в биологических временных масштабах (порядка секунд).Его аргумент скорее предполагает, что белок сворачивается в уникальное метастабильное состояние, кинетически наиболее доступную структуру. Сложность и важность проблемы вызвали большой интерес к этой теме в течение последних трех десятилетий, но на сегодняшний день полного решения не предвидится. Тем не менее, за последние несколько лет исследования моделей с минимальным содержанием белка были получены по-новому. Обе модели решетки (3–15) и модели континуума (16–22) были тщательно изучены. Общим для всех этих моделей является то, что они фиксируют лишь несколько, но, вероятно, доминирующих взаимодействий в реальных белках.К ним относятся связность цепей, исключенный объем, гидрофобность как движущая сила и неоднородность последовательности. Последние обзоры минимальных моделей белков и их приложений см. В ссылках. 23–26. В результате численных и аналитических исследований этих моделей возникла другая точка зрения на процесс складывания. Видно, что кинетика сворачивания определяется энергетическим ландшафтом, который для сворачиваемых белков напоминает воронку с градиентом свободной энергии к нативной структуре (8, 12, 13, 23, 25).Воронка сама по себе грубая, а сворачивание происходит за счет многоступенчатой ​​многолучевой кинетики. Обычный сценарий сворачивания может заключаться в том, что сначала полипептидная цепь сворачивается из случайного клубка в компактное состояние. Этот переход из клубка в глобулярный характеризуется температурой схлопывания T θ . На втором этапе исследуется набор компактных структур. На заключительном этапе происходит переход от одного из многих локальных минимумов в множестве компактных структур к нативной конформации.Этот конечный переход характеризуется температурой складывания T (≤ T θ ). Было высказано предположение, что кинетическая доступность нативной конформации может быть классифицирована с помощью параметра (9,14) 1, т.е. чем меньше σ, тем легче белок может сворачиваться. Если T θ T ƒ (т. Е. Σ ≈ 0), вторая стадия будет очень короткой или не будет существовать, и белок свернется при переходе всего или ничего от расширенной катушки к нативная конформация без каких-либо обнаруживаемых промежуточных продуктов.С другой стороны, для некоторых белков процесс сворачивания может включать дополнительные стадии. Более подробная классификация возможных процессов складывания обсуждается в ссылке. 23.

Можно спросить, действительно ли приведенная выше картина полезна для описания кинетики сворачивания реальных белков, потому что лежащие в основе модели являются грубыми упрощениями реальных белковых систем. Например, пренебрегают конформационными степенями свободы боковой цепи, которые важны для упаковки. Ситуация на самом деле напоминает замкнутый круг.Картина энергетического ландшафта и аналогия с фазовыми переходами были разработаны на основе исследований очень упрощенного описания белков с помощью минимальных моделей. Однако, только если эти концепции применимы к белкам, можно утверждать, что общий механизм фазовых переходов зависит исключительно от общих характеристик энергетической функции, а не от их деталей. Только в этом случае закон соответствующих состояний может быть применен для объяснения динамики реальных белков из исследований кинетики сворачивания в минимальных моделях.Поэтому желательно проверить приведенную выше картину по сравнению с более реалистичными функциями энергии, а именно с полностью атомным моделированием подходящего белка. Это цель данной статьи. Хотя была предпринята попытка изучить ландшафт свободной энергии модели полностью атомного белка путем развертывания моделирования молекулярной динамики (27), настоящая работа начинается со случайных начальных конформаций и, скорее, связана с получением характеристических температур сворачивания белка с помощью метода Монте-анализа. Моделирование Карло (и, таким образом, косвенное изучение энергетического ландшафта).

Моделирование белков, в которых учитываются взаимодействия между всеми атомами, было общеизвестно трудным (недавний обзор см. В ссылке 28). Различные конкурирующие взаимодействия приводят к гораздо более грубому энергетическому ландшафту, чем для моделей с минимальным белком. (Фактически, можно задаться вопросом, могут ли ограничения текущих энергетических функций привести к более грубым энергетическим ландшафтам, чем встречи с белками в природе.) Моделирование, основанное на каноническом Монте-Карло или методах молекулярной динамики, при низких температурах попадет в ловушку одного из множество локальных минимумов, разделенных высокими энергетическими барьерами.Следовательно, отбираются только небольшие части конфигурационного пространства, и физические величины не могут быть точно рассчитаны. Однако с развитием методов обобщенного ансамбля, таких как многоканонические алгоритмы (29) и моделирование темперирования (30, 31), стали возможны эффективные выборки низкоэнергетических конфигураций и расчет точных низкотемпературных термодинамических величин. Первое применение одного из этих методов к проблеме сворачивания белка можно найти в ссылке. 32. Более поздние применения мультиканонических алгоритмов включают изучение переходов клубок-глобуляр в упрощенной модели белка (11) и переходов спираль-клубок гомоолигомеров неполярных аминокислот (33).Также была разработана формулировка мультиканонического алгоритма для метода молекулярной динамики (34, 35). Численное сравнение трех различных алгоритмов обобщенного ансамбля можно найти в ссылке. 36.

Техника обобщенного ансамбля, которую мы используем в этой статье, впервые была представлена ​​в refs. 37 и 38 и относится к формализму обобщенной механики Цаллиса (39). В этом алгоритме конфигурации обновляются в соответствии со следующим вероятностным весом: 2, где E 0 — оценка энергии основного состояния, n F — количество степеней свободы системы. , а β = 1/ k B T — обратная температура с низкой температурой T k B — постоянная Больцмана).Очевидно, что новый вес уменьшается в области низких энергий до канонического веса Больцмана exp (−β E ) для β ( E E 0 ) / n F ≪ 1 С другой стороны, высокоэнергетические области больше не подавляются экспоненциально, а только согласно степенному закону, который увеличивает экскурсии в высокоэнергетические области. В отличие от других методов обобщенного ансамбля, в которых определение весов нетривиально, вес нового ансамбля явно задается формулой.2. Нужно только найти оценку для энергии основного состояния E 0 , что может быть выполнено с помощью процедуры, описанной в ссылке. 38, и это намного проще, чем определение весов для других обобщенных ансамблей. Поскольку моделирование с помощью настоящего алгоритма производит выборку большого диапазона энергий, мы можем использовать методы повторного взвешивания (40) для построения канонических распределений и вычисления среднего термодинамического значения любой физической величины 𝒜 в широком диапазоне температур: 3, где x обозначает конфигурации .

Здесь мы используем эти методы, чтобы исследовать картину кинетики складывания, предложенную на основе моделирования минимальных моделей. Ограничения доступного вычислительного времени вынуждают нас ограничиться моделированием малых молекул, и, кроме того, мы пренебрегли явными взаимодействиями растворителей. Система, которую мы выбрали, — это Мет-энкефалин, один из простейших пептидов, с которым мы знакомы из более ранних работ (32, 36, 41). Мет-энкефалин имеет аминокислотную последовательность Tyr-Gly-Gly-Phe-Met.Используемая нами функция потенциальной энергии E tot (в ккал / моль) дается суммой электростатического члена E es , 12–6 Термин Леннарда – Джонса E LJ , и член водородной связи E hb для всех пар атомов в пептиде вместе с торсионным членом E торс для всех торсионных углов: 4 5 6 7 8 где r ij (в Å) — расстояние между атомами i и j , а χ l l -й торсионный угол.Параметры ( q i , A ij , B ij , C ij , 9000 000 л и n л ) для энергетической функции были взяты из ECEPP / 2 (45). Диэлектрическая проницаемость ɛ была принята равной 2. В ECEPP / 2 длины связей и валентные углы фиксированы на экспериментальных значениях.Далее мы фиксируем валентные углы ω пептидов равными их общему значению 180 °, что оставляет нам 19 торсионных углов (φ, ψ и χ) в качестве независимых степеней свободы (т.е. n F = 19). Использовался компьютерный код KONF90 (46, 47). Отметим, что KONF90 использует другое соглашение для реализации параметров ECEPP (например, φ 1 ECEPP / 2 равно φ 1 — 180 ° KONF90). Таким образом, наши значения энергии немного отличаются от значений исходной реализации ECEPP / 2.Моделирование было начато с полностью случайной начальной конформации (горячий старт). Один анализ Монте-Карло обновляет каждый угол кручения пептида один раз.

Из нашей предыдущей работы известно, что конформация в основном состоянии для Met-энкефалина имеет значение энергии KONF90 E GS = -12,2 ккал / моль (41). Поэтому мы устанавливаем E 0 = -12,2 ккал / моль и T = 50 K (или β = 10,1 [1 / ккал / моль]) (и n F = 19) в наш весовой коэффициент вероятности в формуле.2. Структура основного состояния, демонстрирующая β-виток II’-типа, показана на рис. 1. Она представляет собой суперпозицию представлений о шарике и палке и о заполнении пространства. Последнее представление было добавлено, чтобы дать приблизительное представление об объеме пептида, как обсуждается ниже.

Рисунок 1

Конформация основного состояния Met-энкефалина для энергетической функции KONF90. Фигура была создана с помощью molscript (42) и raster3d (43, 44).

Затем все термодинамические величины были рассчитаны на основе одного производственного цикла из 1 000 000 циклов Монте-Карло, за которым следовали 10 000 циклов для термализации.В конце каждого четвертого цикла мы сохраняли энергии конформации, соответствующий объем и перекрытие конформации с (известным) основным состоянием для дальнейшего анализа. Здесь мы аппроксимируем объем пептида его объемом без растворителя (в Å 3 ), который рассчитывается по варианту (программа для расчета объема без растворителя была написана MM и будет подробно описана в другом месте) метода двойной кубической решетки (48). Наше определение перекрытия, которое измеряет, насколько данная конформация отличается от основного состояния, дается числом 9, где α i ( t ) и α j ( GS ) (в градусах) обозначают двугранные углы конформации n F при t -й развертке Монте-Карло и конформации в основном состоянии соответственно.Учитывались симметрии углов боковой цепи, и разница α i ( t ) — α i ( GS ) всегда проецировалась в интервал [−180 °, 180 °]. Наше определение гарантирует, что у нас есть 10 с предельными значениями 11. Теперь представим наши результаты. На рис. 2 и показаны временные ряды полной потенциальной энергии E до . Это случайное блуждание в пространстве потенциальной энергии, которое не позволяет моделированию попасть в локальный минимум.Он действительно посещает регионы с низким энергопотреблением несколько раз за 1 000 000 проходов по методу Монте-Карло. Посещения разделены экскурсиями в области высоких энергий, что обеспечивает декорреляцию конфигураций. Это можно увидеть на рис. 2 b и c , где отображаются временные ряды исключенного объема и функции перекрытия. Большие изменения этих величин подразумевают большие конформационные изменения, которые происходят в ходе моделирования. Поскольку отбираются пробы из больших частей конфигурационного пространства, использование методов повторного взвешивания (40) оправдано для расчета термодинамических величин в широком диапазоне температур по формуле.3.

Рисунок 2

Временной ряд полной потенциальной энергии E tot (ккал / моль) ( a ), объем V 3 ) ( b ) и перекрытие O (определяется Уравнение 9) ( c ), полученное путем моделирования обобщенного ансамбля 1 000 000 разверток Монте-Карло.

Мы ожидаем, что сворачивание белков и пептидов будет происходить в многоступенчатом процессе. Первый процесс связан с распадом протяженной конструкции катушки на ансамбль компактных структур.Этот переход должен быть связан с ярко выраженным изменением средней потенциальной энергии в зависимости от температуры. Поэтому при температуре перехода мы ожидаем пик теплоемкости. Обе величины показаны на рис. 3. Мы четко наблюдаем резкое уменьшение общей потенциальной энергии около 300 K и соответствующий пик удельной теплоемкости, определяемой цифрой 12, где N (= 5) — количество аминокислотных остатков в пептид. На рис.4 мы отображаем средние значения каждой из составляющих потенциальной энергии (определенной в уравнениях.5–8) в зависимости от температуры. Как видно на рисунке, изменение средней потенциальной энергии в основном вызвано термином Леннарда-Джонса и, следовательно, связано с уменьшением объема, занимаемого пептидом. Это можно увидеть на рис. 5, где мы отображаем средний объем как функцию температуры. Как и ожидалось, объем быстро уменьшается в том же диапазоне температур, что и потенциальная энергия. Средний объем является естественной мерой компактности, но переход от расширенных структур змеевика к компактным структурам при понижении температуры также можно наблюдать в других величинах, таких как среднее расстояние от конца до конца 〈 d e − e T (здесь определяется как расстояние между N Tyr 1 и O Met 5 ).В таблице 1 приведены некоторые значения 〈 d e − e T в зависимости от температуры. Результаты снова означают, что пептид довольно растянут при высоких температурах и уплотняется при низких температурах.

Рисунок 3

Средняя полная потенциальная энергия 〈 E tot T и удельная теплоемкость C как функция температуры. Пунктирная вертикальная линия добавлена, чтобы помочь глазам определить пик теплоемкости.Результаты были получены из моделирования обобщенного ансамбля 1 000 000 разверток Монте-Карло.

Рисунок 4

Средняя потенциальная энергия как функция температуры. Результаты были получены из моделирования обобщенного ансамбля 1 000 000 разверток Монте-Карло.

Рисунок 5.

Средний объем 〈 V T и его производная d V T / dT как функция температуры.Пунктирная вертикальная линия добавлена, чтобы помочь глазам найти пик производной объема. Результаты были получены из моделирования обобщенного ансамбля 1 000 000 разверток Монте-Карло.

Таблица 1

Среднее расстояние от конца до конца 〈 d e e T (Å) мет-энкефалина как функция температуры T (K)

Если и энергия, и уменьшение объема коррелированы, то температура перехода T θ может быть расположена как из положения, где удельная теплоемкость имеет максимум, так и из положения максимума 13, которое также показано на рис.5. Вторая величина измеряет крутизну уменьшения объема так же, как удельная теплоемкость измеряет крутизну уменьшения потенциальной энергии. Чтобы количественно оценить его значение, мы разделили наш временной ряд на четыре ячейки, соответствующие 250 000 разверток каждая, определили положение максимума для обеих величин в каждой ячейке и усреднили по ячейкам. Таким образом, мы нашли температуру перехода T θ = 280 ± 20 K от местоположения пика теплоемкости и T θ = 310 ± 20 K от максимума в d V T / dT .Обе температуры действительно согласуются друг с другом в пределах погрешностей.

Второй переход, который должен происходить при более низкой температуре T , — это переход от набора компактных структур к нативной конформации, которая считается основным состоянием пептида. Поскольку ожидается, что эти компактные конформации будут иметь одинаковый объем и энергию (систематическое сравнение таких структур было предпринято в предыдущей работе; ссылки 49–51), мы не ожидаем увидеть этот переход за счет явных изменений в 〈 E tot T или найти другой пик теплоемкости.Вместо этого этот переход должен характеризоваться быстрым изменением среднего перекрытия 〈 O T с конформацией основного состояния (см. Уравнение 9) и соответствующим максимумом в 14. Обе величины показаны на рис. , и мы действительно находим ожидаемое поведение. Изменение параметра порядка хорошо видно и происходит при температуре ниже температуры первого перехода T θ . Мы снова пытаемся определить его значение, ища пик в d O T / dT в каждом из четырех интервалов и усредняя полученные значения.Таким образом, мы находим температуру перехода T ƒ = 230 ± 30 K. Отметим, что среднее перекрытие 〈 O T приближается к своему предельному значению нуля только очень медленно с ростом температуры. Это связано с тем, что 〈 O T = 0 соответствует полностью случайному распределению двугранных углов, что энергетически крайне невыгодно из-за стерических затруднений как основной, так и боковых цепей.

Рисунок 6

Среднее перекрытие 〈 O T и абсолютное значение его производной d O T / dT как функция температуры.Пунктирная вертикальная линия добавлена, чтобы помочь глазам найти пик производной перекрытия. Результаты были получены из моделирования обобщенного ансамбля 1 000 000 разверток Монте-Карло.

Одна характеристика свойств сворачивания пептида или белка дается параметром σ уравнения. 1. С нашими значениями для T θ и T ƒ мы имеем для Met-энкефалина σ ≈ 0,2. Здесь взяты центральные значения: T θ = 295 K и T ƒ = 230 K.Это значение σ означает, что наш пептид имеет достаточно хорошие свойства сворачивания согласно ссылкам. 9 и 14. Мы отмечаем, что к характеристике Мет-энкефалина как хорошей папки нужно относиться с осторожностью: низкотемпературное моделирование молекул с помощью традиционных методов по-прежнему является сложной задачей, и низкое значение σ не обязательно означает легкость складываемость в компьютерном моделировании.

Хотя температура схлопывания T θ примерно равна комнатной температуре, температура перехода T ƒ намного ниже комнатной температуры.Следовательно, вклад конформеров в основном состоянии не является доминирующим при комнатной температуре для Met-энкефалина, как это наблюдалось в нашей более ранней работе (32, 41). Это связано с небольшим размером пептида. Однако его все же можно рассматривать как хорошую модель для небольшого белка, поскольку он имеет уникальную стабильную структуру ниже T . Это было показано в исх. 32 и 41 видно, что Мет-энкефалин остается в основном вблизи основного состояния, не попадая ни в одну из структур локального минимума ниже T ƒ (≈230 K).

Мы также выполнили моделирование обобщенного ансамбля с такой же статистикой для второго пептида, лей-энкефалина (данные не показаны). Мы нашли: T θ = 300 ± 30 K и T ƒ = 220 ± 30 K. Эти температуры перехода по существу такие же, как для Met-энкефалина. Оба пептида очень похожи, различаются только боковыми цепями остатка Met (Leu). Наши результаты показывают, что действительно общий механизм перехода не зависит от этих деталей, и закон соответствующего состояния может быть применен для аналогичных пептидов.

Подведем итоги. Мы выполнили обобщенное ансамблевое моделирование небольшого пептида с учетом взаимодействий между всеми атомами и рассчитали средние термодинамические физические величины в широком диапазоне температур. Мы нашли для этого пептида две характерные температуры. Более высокая температура связана с коллапсом пептида из протяженных спиралей в более компактные структуры, тогда как вторая указывает на переход между ансамблем компактных структур и фазой, в которой преобладает единственная конформация, основное состояние пептида.Наши результаты подтверждают картины кинетики сворачивания белка, которые были получены в результате численного и аналитического исследования упрощенных моделей белка. Остается открытым вопрос, можно ли использовать эти минимальные модели для предсказания конформаций белков. Однако наш анализ, выполненный с энергетической функцией, которая принимает во внимание гораздо больше деталей белка, демонстрирует, что эти модели действительно способны описать общий механизм процесса сворачивания. Следовательно, изучение упрощенных моделей может таким образом направить дальнейшее моделирование с более реалистичными функциями энергии.Настоящая статья призвана стать шагом в этом направлении.

Благодарности

Моделирование проводилось на компьютерах Института молекулярных наук, Окадзаки, Япония. Работа поддержана грантами на научные исследования Министерства образования, науки, спорта и культуры Японии.

Сноски

  • ↵ * Кому следует обращаться с запросами на перепечатку. электронная почта: hansmann {at} ims.ac.jp.

  • ↵ † электронная почта: masatom {at} ims.ac.jp.

  • ‡ e-mail: okamotoy {at} ims.ac.jp.

  • Этот документ был отправлен напрямую (Трек II) в Proceedings Office.

  • Сокращения: T θ , температура схлопывания; T ƒ , температура складывания.

  • Авторские права © 1997, Национальная академия наук США

Температурные кривые для различных степеней пожара

  • 1

    Kawagoe, K., и Секин, Т., «Оценка кривой температура-время возгорания в помещениях», Б. Р. И. Периодический отчет № 11, Строительный научно-исследовательский институт, Министерство строительства, Токио (1963).

    Google Scholar

  • 2

    Один, К., «Теоретическое исследование характеристик возгорания в закрытых помещениях», Бюллетень 10, Отдел строительства, Королевский технологический институт, Стокгольм (1963).

    Google Scholar

  • 3

    Томас П.Х. и Хеселден, А. Дж. М., «Полностью разработанные пожары в отдельных отсеках», Записка об исследованиях пожаров № 923, Научно-исследовательское учреждение строительства, Станция исследований пожаров, Борехамвуд (1972).

    Google Scholar

  • 4

    Ли, Т. Т., Пожар и здания , Applied Science Publishers Limited, Лондон (1972), стр. 19–22.

    Google Scholar

  • 5

    Thomas, P.H., Heselden, A.Дж. М. и Ло М., «Пожары в полностью развитых купе; Два вида поведения », Технический доклад по исследованию пожаров № 18, Офис канцелярских товаров Х.М., Лондон (1967).

    Google Scholar

  • 6

    Lie, T. T., Fire and Buildings , Applied Science Publishers Ltd., Лондон (1972), стр. 9–11.

    Google Scholar

  • 7

    Хармати, Т. З., «Новый взгляд на пожары в отсеках, часть I и часть II», Fire Technology , Vol.8, №№ 3 и 4 (1972).

  • 8

    Кавагоэ К., «Поведение при пожаре в помещениях», Институт строительных исследований Министерства строительства, Отчет № 27, Токио (1958).

  • 9

    Магнуссон, С. Э., и Теландерссон, С., «Температурно-временные кривые полного процесса развития пожара. Теоретическое исследование возгорания древесного топлива в закрытых помещениях », Acta Polytechnica Scandinavica, Civil Engineering and Building Construction Series No. 65, Stockholm (1970).

  • 10

    Цучия, Ю., и Суми К., «Расчет поведения огня в ограждении», Горение и пламя , Vol. 16 (1971), стр. 131.

    Статья Google Scholar

  • 11

    Кавагоэ К., «Оценка кривой температура-время возгорания в помещениях», Строительный научно-исследовательский институт, Япония, исследовательский доклад № 29 (1967).

  • 12

    Ли, Т. Т., «Bekledingsmaterialen en Bouwconstructies by Brand», Heron , № 2 (1965), стр.57–81.

  • 13

    Бутчер, Э. Г., Читти, Т. Б., и Эштон, Л. А., «Температура, достигаемая сталью при строительных пожарах», Технический документ по исследованию пожаров № 15, Офис канцелярских товаров Х. М., Лондон (1966).

    Google Scholar

  • 14

    Бутчер, Э. Г., Бедфорд, Г. К., и Фарделл, П. Дж., «Дальнейшие эксперименты по температурам, достигаемым сталью в зданиях», Симпозиум № 2, Поведение конструкционной стали в огне, Бумага №1 , Канцелярия Х. М. Величества, Лондон (1968).

    Google Scholar

  • (PDF) Характерная температура в определении коэффициента теплопередачи на боковой поверхности ребра в теплообменнике ребристого ряда труб

    5. Д. Кунду, А. Хаджи-Шцих, и Д. С. Лу, Давление и теплопередача в Крест

    Обтекание цилиндров между двумя параллельными пластинами, номер. Теплообмен A, т. 19,

    pp. 345–360, 1991.

    6. Д. Кунду, А. Хаджи-Шцих и Д. Ю. С. Лу, Прогноз теплопередачи в поперечном направлении

    Обтекание цилиндров между двумя параллельными пластинами, Нумер. Теплообмен A, т. 19,

    pp. 361–377, 1991.

    7. Дж. Янг и М. К. Ву, Численные и экспериментальные исследования трехмерных пластинчато-ребристых и трубчатых теплообменников

    , Int. J. Тепломассообмен, т. 39, pp. 3057–

    3066, 1996.

    8. М. Фибиг, А. Гросс-Горгеманн, Ю. Чен и Н.К. Митра, Сопряженная теплопередача

    в оребренной трубе, Часть A: Поведение теплопередачи и возникновение теплопередачи

    Реверс, Numer. Теплообмен, т. 28, pp. 133–146, 1995.

    9. T. A. Rizk, C. Kleinsteuer, M. N. Ozisik, Аналитическое решение сопряженного тепла

    Задача переноса потока через нагретый блок, Int. J. Тепломассообмен, т. 35,

    pp. 1519–1525, 1992.

    10. А.А. Бастани Джахроми, Н.К. Митра и Г. Бисвас, Численные исследования

    Улучшение теплопередачи в компактном пластинчато-трубчатом теплообменнике с использованием Delta

    Вихревые генераторы крыловидного типа, J.Улучшенная теплопередача, т. 6, pp. 1–11, 1999.

    11. Г. Бисвас, К. Торий, Д. Фуджи, К. Нишино, Численное и экспериментальное определение структуры потока и эффектов теплопередачи продольных вихрей в a Channel

    Flow, Int. J. Тепломассообмен, т. 39, pp. 3441–3451, 1996.

    12. К. Л. Сяо и К. Х. Су, Сопряженная теплопередача при смешанной конвекции для вязкоэластичной жидкости

    , проходящей мимо горизонтального плоского ребра, Прил. Thermal Eng., т. 29, pp. 28–36, 2009.

    13. Линь З.М., Гао К.Ф., Чжан К. и Ван Л.Б. Новый метод определения выходного отверстия.

    Граничное условие

    канала, образованного ребрами банка труб, Proce of 2-й Азиатский симпозиум

    по вычислительной теплопередаче и потокам жидкости, т. 1, pp. 251–260, 2009.

    14. Сонг К.В., Л.Б. Ван, Дж.Ф. Фан, Я. Х. Чжан и С. Лю, Численное исследование тепла

    Улучшение переноса ребер ребристой плоской трубы с установленными вихревыми генераторами

    на обеих поверхностях ребра, Int.J. Тепломассообмен, т. 44, pp. 959–967, 2008.

    15. С. Тивари, Г. Бисвас, PLN Prasad и С. Басу, Численное прогнозирование потока и

    теплопередачи в прямоугольном канале со встроенной круглой трубкой. , J. Heat Transfer,

    vol. 125, pp. 413–421, 2003.

    16. З. М. Лин, К. В. Сонг, Л. Б. Ван и Д. Л. Сун, Сравнение локальных экспериментальных результатов

    с численными результатами улучшения теплопередачи ребра плоской трубы

    с Генераторы вихрей, Numer.Теплообмен A, т. 55, pp. 144–162, 2009.

    17. X. Wu, LB Wang и KW Song, Экспериментальный и численный анализ тепла

    Характеристики передачи и потока в воздушной зоне теплообменника с плоскими ребрами и банками с плоскими трубками —

    гер, Computational Therm. Sci. т. 1, pp. 441–460, 2009.

    18. Ч. Л. Чжу, Л. Хуа, Д. Л. Сун, Л. Б. Ван и Ю. Х. Чжан, Численное исследование действия вихрей, генерируемых генераторами вихрей, и их воздействия на тепло в Inter-

    . Передача

    Улучшение, номер.Теплообмен A, т. 50, pp. 353–368, 2006.

    19. Я. Чен, М. Фибиг, Н.К. Митра, Сопряженная теплопередача ребристой овальной трубы

    с перфорированным генератором продольных вихрей в форме треугольного крыла.

    Исследования Winglet, Int. J. Тепломассообмен, т. 41, pp. 3961–3978, 1998.

    20. В. Прабхакар, Г. Бисвас, В. Эсваран, Численное прогнозирование теплопередачи в канале

    со встроенной овальной трубкой и различным расположением вихря. Генераторы,

    нум.Теплообмен A, т. 44, нет. 3, pp. 315–333, 2003.

    21. А. Джайн, Г. Бисвас и Д. Маурья, Вихревые генераторы крыловидного типа с общей конфигурацией потока-вверх

    для теплообменников с ребристыми трубами, Numer. Теплообмен A,

    об. 44, нет. 2, pp. 201–219, 2003.

    ТЕМПЕРАТУРА В ОПРЕДЕЛЕНИИ КОЭФФИЦИЕНТА ТЕПЛОПЕРЕДАЧИ 865

    Загружено [Университетом Шаньдун] в 19:00, 12 декабря 2011 г.

    Какие результаты измерения температуры характерны для бактериемии?

  • Купперманн Н.Скрытая бактериемия у детей раннего возраста с лихорадкой. Детская клиника North Am . 1999 Декабрь 46 (6): 1073-109. [Медлайн].

  • Baraff LJ. Управление лихорадкой без источника у младенцев и детей. Энн Эмерг Мед . 2000 Декабрь 36 (6): 602-14. [Медлайн].

  • Нигрович Л.Е., Малли Р. Оценка ребенка с лихорадкой от 3 до 36 месяцев в эпоху пневмококковой конъюгированной вакцины: акцент на скрытой бактериемии. Клиническая педиатрическая неотложная медицина .2004. 5.

  • Spraycar M, изд. Медицинский словарь Стедмана . 26-е изд. Балтимор, Мэриленд: Липпинкотт Уильямс и Уилкинс; 1995.

  • [Рекомендации] Kramer MS, Shapiro ED. Ведение маленького ребенка с лихорадкой: комментарий к последним практическим рекомендациям. Педиатрия . 1997 Июль 100 (1): 128-34. [Медлайн].

  • Harper MB, Fleisher GR. Скрытая бактериемия в возрастной группе от 3 месяцев до 3 лет. Педиатр Энн . 1993 22 августа (8): 484, 487-93. [Медлайн].

  • Лорин М.И. Введение и обзор. Semin Pediatr Infect Dis . 1993. 4: 2-3.

  • Swindell SL, Chetham MM. Скрытая бактериемия. Лихорадка без локализованных признаков: проблема скрытой бактериемии. Semin Pediatr Infect Dis . 1993. 4: 24-29.

  • McCarthy PL. Высокая температура. Педиатр Ред. . 1998 декабря 19 (12): 401-7; Виктория 408.[Медлайн].

  • [Рекомендации] Барафф Л.Дж., Басс Д.В., Флейшер Г.Р. и др. Практическое руководство по ведению младенцев и детей в возрасте от 0 до 36 месяцев с лихорадкой без источника. Агентство политики и исследований в области здравоохранения. Энн Эмерг Мед . 1993 22 июля (7): 1198-210. [Медлайн].

  • Baraff LJ. Ведение младенцев и детей в возрасте от 3 до 36 месяцев с лихорадкой без источника. Педиатр Энн . 1993 22 августа (8): 497-8, 501-4.[Медлайн].

  • Басс Дж. У., Стил Р. У., Виттлер Р. Р. и др. Антимикробное лечение скрытой бактериемии: многоцентровое совместное исследование. Pediatr Infect Dis J . 1993 июн. 12 (6): 466-73. [Медлайн].

  • Чейз М., Класко Р.С., Джойс Н.Р., Доннино М.В., Вулф Р.Э., Шапиро Н.И. Предикторы бактериемии у пациентов отделения неотложной помощи с подозрением на инфекцию. Am J Emerg Med . 2012 г. 23 мая. [Medline].

  • Бейкер MD.Обследование и ведение младенцев с лихорадкой. Детская клиника North Am . 1999 Декабрь 46 (6): 1061-72. [Медлайн].

  • Jaskiewicz JA, McCarthy CA. Оценка и ведение ребенка с лихорадкой в ​​возрасте 60 дней и младше. Педиатр Энн . 1993 22 августа (8): 477-80, 482-3. [Медлайн].

  • Baraff LJ, Oslund SA, Schriger DL, et al. Вероятность бактериальных инфекций у младенцев с лихорадкой до трех месяцев: метаанализ. Pediatr Infect Dis J . 1992 г., 11 (4): 257-64. [Медлайн].

  • Greenhow TL, Hung YY, Herz A. Бактериемия у детей от 3 до 36 месяцев после введения конъюгированных пневмококковых вакцин. Педиатрия . 2017 апр. 139 (4): [Medline].

  • Бионди Э., Эванс Р., Мишлер М., Бендель-Стензель М., Хорстманн С., Ли В. и др. Эпидемиология бактериемии у младенцев с лихорадкой в ​​США. Педиатрия . 2013 декабрь.132 (6): 990-6. [Медлайн].

  • Кадиш Х.А., Ловеридж Б., Тоби Дж. И др. Применение амбулаторных протоколов у младенцев с лихорадкой 1-28 дней: можно ли снизить порог? Clin Pediatr (Phila) . 2000 Февраль 39 (2): 81-8. [Медлайн].

  • Баскин МН. Распространенность серьезных бактериальных инфекций по возрасту у детей с лихорадкой в ​​течение первых 3 месяцев жизни. Педиатр Энн . 1993 22 августа (8): 462-6. [Медлайн].

  • Baraff LJ, Oslund S, Prather M.Влияние антибактериальной терапии и этиологических микроорганизмов на риск бактериального менингита у детей с скрытой бактериемией. Педиатрия . 1993 июл.92 (1): 140-3. [Медлайн].

  • Джонс Р.Г., Бас-Джеймс. Лихорадочные дети без очага инфекции: исследование их ведения врачами первичной медико-санитарной помощи. Pediatr Infect Dis J . 1993 12 марта (3): 179-83. [Медлайн].

  • Alpern ER, Alessandrini EA, McGowan KL, et al. Распространенность серотипа скрытой пневмококковой бактериемии. Педиатрия . 2001 августа 108 (2): E23. [Медлайн].

  • Ли GM, Харпер МБ. Риск бактериемии у детей раннего возраста с лихорадкой в ​​пост-Haemophilus influenzae типа b. Arch Pediatr Adolesc Med . 1998 июл.152 (7): 624-8. [Медлайн].

  • Ли GM, Флейшер Г.Р., Харпер МБ. Ведение детей с лихорадкой в ​​возрасте конъюгированной пневмококковой вакцины: анализ экономической эффективности. Педиатрия . 2001 Октябрь 108 (4): 835-44.[Медлайн].

  • Greenhow TL, Hung YY, Herz AM. Изменение эпидемиологии бактериемии у младенцев в возрасте от 1 недели до 3 месяцев. Педиатрия . 2012 марта 129 (3): e590-6. [Медлайн].

  • Стил РВ. Лихорадка с бактериемией: исчезающая классика. Педиатр-консультант . 2013. 12: 19-23.

  • Black SB, Shinefield HR, Hansen J, et al. Постлицензионная оценка эффективности семивалентной пневмококковой конъюгированной вакцины. Pediatr Infect Dis J . 2001 20 декабря (12): 1105-7. [Медлайн].

  • Каплан С.Л., Мейсон Е.О. младший, Уолд Е. и др. Шестилетнее многоцентровое наблюдение за инвазивными пневмококковыми инфекциями у детей. Pediatr Infect Dis J . 2002 21 февраля (2): 141-7. [Медлайн].

  • Giebink GS. Профилактика пневмококковой инфекции у детей. N Engl J Med . 2001, 18 октября. 345 (16): 1177-83. [Медлайн].

  • Купперман Н., Малли Р., Инкелис С.Х. и др.Клинические и гематологические особенности не позволяют надежно идентифицировать детей с не подозреваемым менингококковым заболеванием. Педиатрия . 1999. 103: E20.

  • Харпер МБ, Бачур Р., Флейшер ГР. Влияние антибактериальной терапии на исход амбулаторных больных с неожиданной бактериемией. Pediatr Infect Dis J . 1995 14 сентября (9): 760-7. [Медлайн].

  • Чанси Р.Дж., Джавери Р. Лихорадка без локализованных признаков у детей: обзор пост-Hib и постпневмококковой эры. Минерва Педиатр . 2009 Октябрь 61 (5): 489-501. [Медлайн].

  • Bauchner H, Pelton SI. Управление маленьким лихорадочным ребенком: продолжающиеся споры. Педиатрия . 1997 Июль 100 (1): 137-8. [Медлайн].

  • McMullan BJ, Bowen A, Blyth CC, Van Hal S, Korman TM, Buttery J, et al. Эпидемиология и смертность от бактериемии Staphylococcus aureus у детей Австралии и Новой Зеландии. JAMA Pediatr . 2016 1 окт.170 (10): 979-986. [Медлайн].

  • Хардинг А. С. Заболеваемость бактериями Aureus, более высокая смертность среди детей из числа коренных народов, младенцев. Информация о здоровье Reuters. Доступно на http://www.medscape.com/viewarticle/867562. 18 августа 2016 г .; Дата обращения: 6 октября 2016 г.

  • Флейшер Г.Р., Розенберг Н., Винчи Р. и др. Сравнение внутримышечной и пероральной антибиотикотерапии для профилактики менингита и других бактериальных осложнений у маленьких детей с лихорадкой, подверженных риску скрытой бактериемии. J Педиатр . 1994 апр. 124 (4): 504-12. [Медлайн].

  • Strait RT, Kelly KJ, Kurup VP. Уровни фактора некроза опухоли альфа, интерлейкина-1 бета и интерлейкина-6 у детей раннего возраста с лихорадкой и без скрытой бактериемии. Педиатрия . 1999 декабрь 104 (6): 1321-6. [Медлайн].

  • Дирнбергер ДР. Амбулаторное ведение детей в возрасте 28-60 дней с лихорадкой без источника в военных условиях. Секция силовых структур AAP .1996.

  • Zuckerbraun NS, Zomorrodi A, Pitetti RD. Возникновение серьезной бактериальной инфекции у младенцев в возрасте 60 дней и младше с явным опасным для жизни событием. Скорая педиатрическая помощь . 2009 25 января (1): 19-25. [Медлайн].

  • Левин О.С., Фарли М., Харрисон Л.Х. и др. Факторы риска инвазивного пневмококкового заболевания у детей: популяционное исследование случай-контроль в Северной Америке. Педиатрия . 1999 Mar.103 (3): E28.[Медлайн].

  • Oestergaard LB, Christiansen MN, Schmiegelow MD, Skov RL, Andersen PS, Petersen A, et al. Семейная кластеризация бактериемии Staphylococcus aureus у родственников первой степени родства: датское общенациональное когортное исследование. Энн Интерн Мед. . 2016 20 сентября. 165 (6): 390-8. [Медлайн].

  • Bass JW, Wittler RR, Weisse ME. Социальная улыбка и оккультная бактериемия. Pediatr Infect Dis J . 1996 Июнь 15 (6): 541. [Медлайн].

  • Bonadio WA.Определение лихорадки и других аспектов температуры тела у младенцев и детей. Педиатр Энн . 1993 22 августа (8): 467-8, 470-3. [Медлайн].

  • [Рекомендации] Baraff LJ, Schriger DL, Bass JW, et al. Ведение ребенка с лихорадкой раннего возраста. Комментарий к практическим рекомендациям. Педиатрия . 1997 июл.100 (1): 134-6. [Медлайн].

  • Mandl KD, Stack AM, Fleisher GR. Заболеваемость бактериемией у младенцев и детей с лихорадкой и петехиями. J Педиатр . 1997 сентябрь 131 (3): 398-404. [Медлайн].

  • Гринес ДС, Харпер МБ. Низкий риск бактериемии у детей с лихорадкой и узнаваемыми вирусными синдромами. Pediatr Infect Dis J . 1999 марта 18 (3): 258-61. [Медлайн].

  • Басс Дж. У., Винсент Дж. М., Демерс ДМ. Пероральная антибактериальная терапия при подозрении на скрытую бактериемию. J Педиатр . 1994 декабрь 125 (6, часть 1): 1015-6. [Медлайн].

  • Хсу К., Пелтон С., Карумури С. и др.Популяционный эпиднадзор за детской инвазивной пневмококковой инфекцией в эпоху конъюгированной вакцины. Pediatr Infect Dis J . 2005 24 января (1): 17-23. [Медлайн].

  • Black S, Shinefield H, Baxter R и др. Постлицензионный надзор за пневмококковой инвазивной болезнью после использования гептавалентной пневмококковой конъюгированной вакцины в Kaiser Permanente в Северной Калифорнии. Pediatr Infect Dis J . 2004 г., 23 (6): 485-9. [Медлайн].

  • Black S, Shinefield H, Baxter R и др.Влияние использования гептавалентной пневмококковой конъюгированной вакцины на эпидемиологию заболеваний у детей и взрослых. Вакцина . 2006 12 апреля. 24 Прил. 2: С2-79-80. [Медлайн].

  • Singleton RJ, Hennessy TW, Bulkow LR, et al. Инвазивное пневмококковое заболевание, вызванное невакцинными серотипами среди детей коренных народов Аляски с высоким уровнем охвата 7-валентной пневмококковой конъюгированной вакциной. JAMA . 2007, 25 апреля. 297 (16): 1784-92. [Медлайн].

  • Pelton SI, Huot H, Finkelstein JA, et al.Появление 19A как вирулентного пневмококка с множественной лекарственной устойчивостью в Массачусетсе после всеобщей иммунизации младенцев пневмококковой конъюгированной вакциной. Pediatr Infect Dis J . 2007 июня 26 (6): 468-72. [Медлайн].

  • Hicks LA, Harrison LH, Flannery B, et al. Заболеваемость пневмококковой инфекцией, вызванной серотипами непневмококковой конъюгированной вакцины (PCV7), в Соединенных Штатах в эпоху широко распространенной вакцинации PCV7, 1998-2004 гг. J Заразить Dis .2007 г. 1. 196 (9): 1346-54. [Медлайн].

  • Fernandez Lopez A, Luaces Cubells C, Garcia Garcia JJ и др. Прокальцитонин в педиатрических отделениях неотложной помощи для ранней диагностики инвазивных бактериальных инфекций у младенцев с лихорадкой: результаты многоцентрового исследования и полезность быстрого качественного теста на этот маркер. Pediatr Infect Dis J . 2003 22 октября (10): 895-903. [Медлайн].

  • Pulliam PN, Attia MW, Cronan KM. С-реактивный белок у детей с лихорадкой от 1 до 36 месяцев с клинически неопределяемой серьезной бактериальной инфекцией. Педиатрия . 2001 декабрь 108 (6): 1275-9. [Медлайн].

  • Lacour AG, Gervaix A, Zamora SA и др. Прокальцитонин, ИЛ-6, ИЛ-8, антагонист рецептора ИЛ-1 и С-реактивный белок как индикаторы серьезных бактериальных инфекций у детей с лихорадкой без локализованных признаков. Eur J Pediatr . 2001 Февраль 160 (2): 95-100. [Медлайн].

  • Isaacman DJ, Burke BL. Использование сывороточного С-реактивного белка для выявления скрытой бактериальной инфекции у детей. Arch Pediatr Adolesc Med . 2002 Сентябрь 156 (9): 905-9. [Медлайн].

  • Wack RP, Demers DM, Bass JW. Незрелые нейтрофилы в мазке периферической крови детей с вирусными инфекциями. Pediatr Infect Dis J . 1994 13 марта (3): 228-30. [Медлайн].

  • Gendrel D, Raymond J, Coste J, et al. Сравнение прокальцитонина с С-реактивным белком, интерлейкином 6 и интерфероном-альфа для дифференциации бактериальных и вирусных инфекций. Pediatr Infect Dis J . 1999 18 октября (10): 875-81. [Медлайн].

  • Джей Д. Л., Уэйтс КБ. Клиническое применение C-реактивного белка в педиатрии. Pediatr Infect Dis J . 1997 16 августа (8): 735-46; викторина 746-7. [Медлайн].

  • Гендрел Д., Бохуон С. Прокальцитонин как маркер бактериальной инфекции. Pediatr Infect Dis J . 2000 августа 19 (8): 679-87; викторина 688. [Medline].

  • Mariscalco MM.Готов ли прокальцитонин в плазме к использованию в педиатрическом отделении интенсивной терапии? Pediatr Crit Care Med . 2003 г., 4 (1): 118-9. [Медлайн].

  • Leclerc F, Cremer R, Noizet O. Прокальцитонин как диагностический и прогностический биомаркер сепсиса у детей в критическом состоянии. Pediatr Crit Care Med . 2003 апр. 4 (2): 264-6. [Медлайн].

  • Гендрел Д., Раймонд Дж., Ассикот М. и др. Измерение уровня прокальцитонина у детей с бактериальным или вирусным менингитом. Clin Infect Dis . 1997 июня, 24 (6): 1240-2. [Медлайн].

  • Бачур Р.Г., Харпер МБ. Модель прогнозирования серьезных бактериальных инфекций среди детей младше 3 месяцев. Педиатрия . 2001 августа 108 (2): 311-6. [Медлайн].

  • Herr SM, Wald ER, Pitetti RD, et al. Расширенный анализ мочи улучшает идентификацию детей с лихорадкой в ​​возрасте 60 дней и младше с низким риском серьезных бактериальных заболеваний. Педиатрия .2001 Октябрь 108 (4): 866-71. [Медлайн].

  • Aronson PL, Wang ME, Shapiro ED, Shah SS, DePorre AG, McCulloh RJ, et al. Стратификация риска у детей с лихорадкой в ​​возрасте до 60 дней без плановой поясничной пункции. Педиатрия . 2018 г., декабрь 142 (6): [Medline].

  • Левин Д.А., Платт С.Л., Даян П.С. и др. Риск серьезной бактериальной инфекции у младенцев с лихорадкой и респираторно-синцитиальными вирусными инфекциями. Педиатрия . 2004 июн.113 (6): 1728-34. [Медлайн].

  • Криф В.И., Левин Д.А., Платт С.Л. и др. Инфекция вируса гриппа и риск серьезных бактериальных инфекций у младенцев с лихорадкой. Педиатрия . 2009 июл.124 (1): 30-9. [Медлайн].

  • Бачур Р., Перри Х., Харпер МБ. Скрытые пневмонии: эмпирические рентгенограммы грудной клетки у детей с лихорадкой и лейкоцитозом. Энн Эмерг Мед . 1999 Февраль 33 (2): 166-73. [Медлайн].

  • Уолсон П.Д., Галлетта Г., Чомило Ф. и др.Сравнение многодозовой терапии ибупрофеном и ацетаминофеном у детей с лихорадкой. Ам Дж. Дис Детский . 1992 Май. 146 (5): 626-32. [Медлайн].

  • Авнер Дж. Р., Крейн Э. Ф., Шелов СП. Ребенок младше 10 дней с лихорадкой в ​​отделении неотложной помощи. Semin Pediatr Infect Dis . 1993. 4: 18-23.

  • Бейкер М.Д., Белл Л.М., Авнер-младший. Амбулаторное ведение отдельных грудных детей при лихорадке без антибиотиков. N Engl J Med .1993 г. 11 ноября. 329 (20): 1437-41. [Медлайн].

  • Баскин М.Н., О’Рурк Э.Дж., Флейшер ГР. Амбулаторное лечение детей с температурой тела от 28 до 89 дней с внутримышечным введением цефтриаксона. J Педиатр . 1992 января 120 (1): 22-7. [Медлайн].

  • Даган Р., Пауэлл К.Р., Холл С.Б. и др. Выявление младенцев с маловероятной бактериальной инфекцией, даже если они госпитализированы с подозрением на сепсис. J Педиатр . 1985 декабрь.107 (6): 855-60. [Медлайн].

  • Friedland IR. Сравнение ответа на антимикробную терапию пневмококковой инфекции, устойчивой к пенициллину и чувствительной к пенициллину. Pediatr Infect Dis J . 1995 14 октября (10): 885-90. [Медлайн].

  • Ротрок С.Г., Харпер МБ, Грин С.М. и др. Предотвращают ли пероральные антибиотики менингит и серьезные бактериальные инфекции у детей с скрытой бактериемией Streptococcus pneumoniae? Метаанализ. Педиатрия .1997 г., 99 (3): 438-44. [Медлайн].

  • Пикеринг Л.К., изд. Красная книга: Отчет Комитета по инфекционным болезням за 2003 год . 26-е изд. Деревня Элк-Гроув, Иллинойс: Американская академия педиатрии; 2003.

  • Nilsson P, Laurell MH. Носительство устойчивых к пенициллину Streptococcus pneumoniae детьми в детских садах во время программы вмешательства в Мальмё, Швеция. Pediatr Infect Dis J . 2001 20 декабря (12): 1144-9. [Медлайн].

  • Ардити М., Мейсон Е.О. младший, Брэдли Дж. С. и др. Трехлетнее многоцентровое наблюдение за пневмококковым менингитом у детей: клинические характеристики и исходы, связанные с чувствительностью к пенициллину и применением дексаметазона. Педиатрия . 1998 ноябрь 102 (5): 1087-97. [Медлайн].

  • Tamma PD, Turnbull AE, Harris AD, Milstone AM, Hsu AJ, Cosgrove SE. Меньше значит лучше: комбинированная антибиотикотерапия для лечения грамотрицательной бактериемии у детей. JAMA Pediatr . 2013 5 августа [Medline].

  • Ирвин А.Д., Дрю Р.Дж., Маршалл П., Нгуен К., Хойл Е., Макфарлейн К.А. и др. Этиология детской бактериемии и своевременное назначение антибиотиков в отделении неотложной помощи. Педиатрия . 2015 Апрель, 135 (4): 635-42. [Медлайн].

  • Филлипс Д. Изменение этиологии бактериемии у детей ставит новые задачи. Медицинские новости Medscape. Доступно на http://www.medscape.com/viewarticle/841079.09 марта 2015 г .; Дата обращения: 23 июня 2015 г.

  • Isaacman DJ, Kaminer K, Veligeti H, et al. Модели сравнительной практики врачей неотложной медицинской помощи и педиатров неотложной медицины, управляющих лихорадкой у детей раннего возраста. Педиатрия . 2001 августа 108 (2): 354-8. [Медлайн].

  • Obaro SK, Adegbola RA, Banya WA, et al. Носительство пневмококков после пневмококковой вакцины. Ланцет . 1996, 27 июля. 348 (9022): 271-2.[Медлайн].

  • Консультативный комитет по иммунизации. Проект рекомендаций ACIP по календарю вакцинации против PCV13. Доступно по адресу http://www.cdc.gov/vaccines/recs/acip/downloads/mtg-slides-oct09/11-2-PCV13.pdf. Дата обращения: 14.12.09.

  • DeAngelis C, Joffe A, Wilson M, et al. Ятрогенные риски и финансовые затраты на госпитализацию младенцев с лихорадкой. Ам Дж. Дис Детский . 1983 декабрь 137 (12): 1146-9. [Медлайн].

  • Произошла ошибка при настройке пользовательского файла cookie

    Этот сайт использует файлы cookie для повышения производительности.Если ваш браузер не принимает файлы cookie, вы не можете просматривать этот сайт.


    Настройка вашего браузера для приема файлов cookie

    Существует множество причин, по которым cookie не может быть установлен правильно. Ниже приведены наиболее частые причины:

    • В вашем браузере отключены файлы cookie. Вам необходимо сбросить настройки своего браузера, чтобы он принимал файлы cookie, или чтобы спросить вас, хотите ли вы принимать файлы cookie.
    • Ваш браузер спрашивает вас, хотите ли вы принимать файлы cookie, и вы отказались.Чтобы принять файлы cookie с этого сайта, нажмите кнопку «Назад» и примите файлы cookie.
    • Ваш браузер не поддерживает файлы cookie. Если вы подозреваете это, попробуйте другой браузер.
    • Дата на вашем компьютере в прошлом. Если часы вашего компьютера показывают дату до 1 января 1970 г., браузер автоматически забудет файл cookie. Чтобы исправить это, установите правильное время и дату на своем компьютере.
    • Вы установили приложение, которое отслеживает или блокирует установку файлов cookie.Вы должны отключить приложение при входе в систему или проконсультироваться с системным администратором.

    Почему этому сайту требуются файлы cookie?

    Этот сайт использует файлы cookie для повышения производительности, запоминая, что вы вошли в систему, когда переходите со страницы на страницу. Чтобы предоставить доступ без файлов cookie потребует, чтобы сайт создавал новый сеанс для каждой посещаемой страницы, что замедляет работу системы до неприемлемого уровня.


    Что сохраняется в файле cookie?

    Этот сайт не хранит ничего, кроме автоматически сгенерированного идентификатора сеанса в cookie; никакая другая информация не фиксируется.

    Как правило, в файлах cookie может храниться только информация, которую вы предоставляете, или выбор, который вы делаете при посещении веб-сайта. Например, сайт не может определить ваше имя электронной почты, пока вы не введете его. Разрешение веб-сайту создавать файлы cookie не дает этому или любому другому сайту доступа к остальной части вашего компьютера, и только сайт, который создал файл cookie, может его прочитать.

    .

    Добавить комментарий

    Ваш адрес email не будет опубликован.