花生剥壳机原理设计

1 引言11 课题提出的背景花生中富含脂肪和蛋白质，既是主要的食用植物油来源，而且又可提供丰富的植物蛋白质。利用花生或脱脂后的花生饼粕的蛋白粉，可直接用于焙烤食用，也可作为肉制品、乳制口、糖果和煎炸食品的原料或添加剂。以花生蛋白粉为原料或添加剂制成的食品，既提高了蛋白质含量，又改善了其功能特性。花生蛋白粉还可以通过高压膨化制成蛋白肉。花生是食用植物油工业的重要原料，利用花生油可制造人造奶油、起酥油、色拉油、调和油等，也可用作工业原料。花生除经简单加工就可食用外，经深加工还可以制成营养丰富，色、香、味俱佳的各种食品和保健品。花生加工副产品花生壳和花生饼粕等可以综合利用，加工增值，提高经济效益。由于这里不能上传完整的毕业设计（完整的应包括毕业设计说明书、相关图纸CAD/PROE、中英文文献及翻译等），此文档也稍微删除了一部分内容（目录及某些关键内容）如需要其他资料的朋友，请加叩扣:2215891151 花生在制取油脂、制取花生蛋白、生产花生仪器以及在花生贸易出口时，都需要对花生进行预处理加工。花生的预处理主要包括花生的剥壳和分级、破碎、轧胚和蒸炒等。花生在加工或作为出口商品时，需要进行剥壳加工。花生在制取油脂时，剥壳的目的是为了提高出油率， 提高毛油和饼粕的质量，利于轧胚等后续工序的进行和皮壳的综合利用。传统的剥壳为人力手工剥壳，手工剥壳不仅手指易疲劳、受伤，而且工效很低，所以花生产区广大农民迫切要求用机器来代替手工剥壳。花生剥壳机的诞生在很大程度上改变了这种局面，使花生产区的农民不必再采用最原始的剥壳方法进行剥壳，从而大大地减轻了农民的体力劳动，同时还提高了花生剥壳的效率。花生脱壳机是将花生荚果去掉外壳而得到花生仁的场上作业机械。由于花生本身的生理特点决定了花生脱壳不能与花生的田间收获一起进行联合作业，而只能在花生荚果的含水率降到一定程度后才能进行脱壳。随着花生种植业的不断发展，花生手工脱壳已无法满足高效生产的要求，实行脱壳机械化迫在眉睫。12 花生脱壳机械的发展我国花生脱壳机的研制自1965年原八机部下达花生脱壳机的研制课题以来，已有几十种花生脱壳机问世。只进行单一脱壳功能的花生脱壳机结构简单，价格便宜，以小型家用为主的花生脱壳机在我国一些地区广泛应用，能够完成脱壳、分离、清选和分级功能的较大型花生脱壳机在一些大批量花生加工的企业中应用较为普遍。国内现有的花生脱壳机种类很多，如6BH一60型花生剥壳机、6BH一20B型花生剥壳机、6BH一20型花生脱壳机等(技术参数见附表)，其作业效率为人工作业效率的2O60倍以上。锦州俏牌集团生产的TFHS1500型花生除杂脱壳分选机组一次能实现花生原料的脱壳、除皮、分选，是一种比较先进的花生后期生产机械。伟民牌6BH一720型花生脱壳机带有复脱、分级装置，采用搓板式脱壳、风力初选、比重分离清选等装置，具有结构紧凑、操作灵活方便、脱净率高、消耗动力小等特点。6BK一22型花生脱壳机是一种一次喂料就可完成花生脱壳工作的机械，经风力初选、风扇振动、分层分离、复脱清选分级后的花生仁可直接装袋入库。6BH一1800型花生脱壳机械采用了三轧辊混合脱壳结构，能够进行二次脱壳。而随着我国花生产业的进一步调整，花生产量逐年增加，花生的机械化脱壳程度将大幅提高，花生脱壳机械将拥有广阔的发展前景。花生剥壳的原理很多，因此产生了很多种不同的花生剥壳机械。花生剥壳部件是花生剥壳机的关键工作部件，剥壳部件的技术水平决定了机具作业刚花生仁破碎率、花生果一次剥净率及生产效率等重要的经济指标。在目前的生产销售中，花生仁破碎率是社会最为关心的主要指标。八十年代以前的花生剥壳机械，破碎率一般都大于8%，有时高达l5%以上。加工出的花生仁，只能用来榨油，不能作种用，也达到出口标准。为了降低破碎率而探讨新的剥壳原理，研制新式剥壳部件，便成为花生剥壳机械的重要研究课题。从六十年代初，开始在我国出现了封闭式纹杆滚筒，栅条凹板式花生剥壳机。自1983年以来，在已有的花生剥壳部件的研制基础上，我国又相继研制了多种不同结构型式的新式剥壳部件，其主要经济技术指标，特别是破壳率指标大有改善。以下介绍一下我国上个世纪几种主要的花生剥壳部件1封闭式纹杆滚筒，栅条凹板式花生剥壳部件图 1六十年代初， 我国在吸收国外技术的基础上，研制了TH-340型花生剥壳机，其剥壳部件是在一个圆筒上镶上若干根纹杆组成的封闭式纹杆滚筒，下面装有若干根圆钢条组成的栅条式凹板，如图1所示。在该机构中花生进口大(3O-50毫米)，出口小(1O-25毫米)，工作时，花生果在滚筒的推动下由进口向出口端运动，在滚筒和凹板的冲击、挤压、揉搓作用下直接脱壳，花生受列剥壳机的直接搓擦作用，系强制脱壳，故破碎率高。剥壳时， 直径同凹板栅缝一样大小的单粒果及双粒果便从栅缝中分离出来，所以一次剥净率低，最高80。为了将混在一起的花生仁和未脱果分离开来，采用栅条式凹板的剥壳机一般要配置分离机构。后来研制并生产的TH-47O型，6 BH-570型等型式的剥壳机，结构与其大同小异，剥壳质量均不理想。2 封闭橡胶板滚筒，直立橡胶板式剥壳部件该机的剥壳部件是由封闭胶辊和直立胶板组成，剥壳原理系挤压式，如图2所示图2作业时，花生果在胶辊的推动下，通过剥壳间隙(520毫米)，由胶辊和胶板的挤压作用脱壳，避开了剥壳部件的揉搓作用,破碎率有所降低，但仍在5以上。另外，因直径小于剥壳间隙的小果未经剥壳便被分离出来，故一次剥净率很低，只有30%左右。所以不得不增设循环机构，以使花生经多次挤压脱壳，致使机器结构复杂、庞大，造价较高。3 开式纹杆滚筒，编织凹板式花生剥壳部件剥壳部件采用了由两根金属纹杆组成的开式纹杆滚筒和用编织丝网制成的编织凹板，其结构如图3所示图3作业时，花生果在滚筒的推动下，受挤压揉搓脱壳，该结构与封闭滚筒式不同，花生果受到开式滚筒的搅拌作用，剥壳力带有柔性，故其破碎率较低，可控制在3%-5% 。另外，与栅条式凹板不同，因系编织网孔凹板，剥壳时，只有直径小于网孔尺寸的单粒瘪果末脱壳而被网孔分离，双粒长果则漏不出来，仍被剥壳，故剥净率较高。4 立式剥壳机构剥壳部件采用了由两根扁钢条焊接而成的立式转子，下面装着用编织丝网制成的编织平底筛，该剥壳部件如图4所示。图4在剥壳室内，花生果受立式转子的推动而相互磨擦，从而达到剥壳的目的，此方法系柔性揉搓剥壳。实践证明，该机破碎率较低，可控制在3以下。其缺点是由于采用立式传动， 故传动机构较为复杂。5 开式扁条滚筒，编织凹板式花生剥壳部件采用了由三根扁钢条制成的开式扁条滚筒，和用编织丝网制成的凹板结构，如图5所示。作业时，花生果在扁条的推动下随滚筒转动，在滚筒和凹板之间形图5 成一个活动层，花生果在该活动层内互相揉搓而脱壳。由于在该机构中，避开了剥壳部件的直接挤压， 冲击的作用，而是花生搓花生，系柔性剥壳，故破碎率较低， 该机鉴定时实测破伤率(破碎率+损伤率)为091。另外脱净率及生产效率等指标亦较理想。13 花生脱壳机械的研究应用现状目前国内花生脱壳机从其脱壳原理、结构和材料上基本可分为以打击、揉搓为主的钢纹杆钢栅条凹板 以挤压、揉搓为主的橡胶滚筒一一橡胶浮动凹板两大类，但脱壳质量均不高，破损率都大于8 %，剥出的花生米只能用于榨油和食用，满足不了外贸出口和作种子的要求。探索先进的脱壳原理是解决脱壳机现存问题的重要途径。131 目前花生脱壳机采用的脱壳原理目前应用比较广泛的花生机械脱壳原理有以下几种。撞击法脱壳 撞击法脱壳是物料高速运动时突然受阻而受到冲击力，使外壳破碎而实现脱壳的目的。其典型设备为由高速回转甩料盘及固定在甩料盘周围的粗糙壁板组成的离心脱壳机。甩料盘使花生荚果产生一个较大的离心力撞击壁面，只要撞击力足够大，荚果外壳就会产生较大的变形，进而形成裂缝。当荚果离开壁面时，由于外壳具有不同的弹性变形而产生不同的运动速度，荚果所受到的弹性力较小，运动速度也不如外壳，阻止了外壳迅速向外移动而使其在裂缝处裂开，从而实现籽粒的脱壳。撞击脱壳法适合于仁壳间结合力小，仁壳间隙较大且外壳较脆的荚果。影响离心式脱壳机脱壳质量的因素有，籽粒的水分含量、甩料盘的转速、甩料盘的结构特点等。碾搓法脱壳 花生荚果在固定磨片和运动着的磨片间受到强烈的碾搓作用，使荚果的外壳被撕裂而实现脱壳。其典型的设备为由一个固定圆盘和一个转动圆盘组成的圆盘剥壳机。荚果经进料口进入定磨片和动磨片的间隙中，动磨片转动的离心力使籽粒沿径向向外运动，也使荚果与定磨片问产生方向相反的摩擦力；同时，磨片上的牙齿不断对外壳进行切裂，在摩擦力与剪切力的共同作用下使外壳产生裂纹直至破裂，并与壳仁脱离，达到脱壳的目的。该种方法影响因素有，荚果的水分含量、圆盘的直经、转速高低、磨片之间工作间隙的大小、磨片上槽纹的形状和荚果的均匀度等。剪切法脱壳 花生荚果在固定刀架和转鼓间受到相对运动着的刀板的剪切力的作用，外壳被切裂并打开，实现外壳与果仁的分离。其典型设备为由刀板转鼓和刀板座为主要工作部件的刀板剥壳机。在刀板转鼓和刀板座上均装有刀板，刀板座呈凹形，带有调节机构，可根据花生荚果的大小调节刀板座与刀板转鼓之间的间隙。当刀板转鼓旋转时，与刀板之间产生剪切作用，使物料外壳破裂和脱落。主要适用于棉籽，特别是带绒棉籽的剥壳，剥壳效果较好。由于其工作面较小，故易发生漏籽现象，重剥率较高。该种方法影响因素有，原料水分含量、转鼓转速的高低、刀板之间的间隙大小等。挤压法脱壳 挤压法脱壳是靠一对直径相同转动方向相反，转速相等的圆柱辊，调整到适当间隙，使花生荚果通过间隙时受到辊的挤压而破壳。荚果能否顺利地进入两挤压辊的间隙，取决于挤压辊及与荚果接触的情况。要使荚果在两挤压辊间被挤压破壳，荚果首先必须被夹住，然后被卷入两辊间隙。两挤压辊间的间隙大小是影响籽粒破损率和脱壳率高低的重要因素。搓撕法脱壳 搓撕法脱壳是利用相对转动的橡胶辊筒对籽粒进行搓撕作用而进行脱壳的。两只胶辊水平放置，分别以不同转速相对转动，辊面之间存在一定的线速差，橡胶辊具有一定的弹性其摩擦系数较大。花生荚果进入胶辊工作区时，与两辊面相接触，如果此时荚果符合被辊子啮人的条件，即啮人角小于摩擦角，就能顺利进入两辊问此时荚果在被拉人辊间的同时，受到两个不同方向的摩擦力的撕搓作用；另外，荚果又受到两辊面的法向挤压力的作用，当荚果到达辊子中心连线附近时法向挤压力最大，荚果受压产生弹性 塑性变形，此时荚果的外壳也将在挤压作用下破裂，在上述相反方向撕搓力的作用下完成脱壳过程。影响脱壳性能的因素有，线速差、胶压辊的硬度、轧入角、轧辊半径、轧辊间间隙等。132 新型脱壳技术压力膨胀法 原理是先使一定压力的气体进入花生壳内，维持一段时间，以使花生荚果内外达到气压平衡，然后瞬间卸压，内外压力平衡打破，壳体内气体在高压作用下产生巨大的爆破力而冲破壳体，从而达到脱壳的目的。主要影响因素有，充气压力、稳定压力维持时间、籽粒的含水率等。真空法 将花生荚果放在真空爆壳机中，在真空条件下，将具有相当水分的荚果加热到一定温度，在真空泵的抽吸下，荚果吸热使其外壳的水分不断蒸发而被移除，其韧性与强度降低，脆性大大增加；真空作用又使壳外压力降低，壳内部相对处于较高压力状态。壳内的压力达到一定数值时，就会使外壳爆裂。激光法 用激光逐个切割坚果外壳。试验显示，用这种方法几乎能够达到100 96的整仁率，但因其费用昂贵、效率低下等原因，很难得到推广。133 花生脱壳机械的工艺研究在脱壳技术方面，除了在原理和设备上进行研究外，人们还在工艺上进行了研究以提高籽粒的脱壳率及脱壳质量。分级处理 物料的粒度范围大，必须先按大小分级，再进行脱壳，才能提高脱壳率，减少破损率。水分含量 花生荚果的含水率对脱壳效果有很大的影响，含水率大，则外壳的韧性增加；含水率小，则果仁的粉末度大。因此应使花生荚果尽量保持最适当的含水率，以保证外壳和果仁具有最大弹性变形和塑性变形的差异，即外壳含水率低到使其具有最大的脆性，脱壳时能被充分破裂，同时又要保持仁的可塑性，不能因水分太少而使果仁在外力作用下粉末度太大，可减少果仁破损率。134 花生脱壳机械存在的问题目前我国在花生脱壳技术研究方面一直没有大的突破，资金投入也不足，脱壳部件的研制仍在2O世纪90年代初的技术水平上徘徊，所以在脱壳性能上并没有很大的提高。由于机械脱壳时对花生仁的损伤率偏高，用于种子和较长期贮存的花生仁至今仍是手工剥壳。脱壳机械在技术性能和作业环节上存在以下问题： 脱壳率低，脱壳后的果仁破损率高，损失大。 机具性能不稳定，适应性差。 通用性差，利用率低。 作业成本偏高，多数是单机制造，制造的工艺水平较低，同时能耗较高。 有些产品仅进行了样机试制或少量试生产，未进行大量生产性考核和示范应用，作业性能及商品性等方面还存在不少问题。14 花生脱壳机械研究重点我国加入WTO以来，国内外关于花生脱壳机械的开发与推广应用日益增多，针对现有花生脱壳机械存在的优点与不足，在未来的发展过程中，对花生脱壳机械在生产应用中的经验进行总结，不断完善其功能，使其呈现良好的发展势头。141 提高花生脱壳机械的通用性和适应性提高花生脱壳机械的通用性和适应性仍是当前的主要研究方向之一目前，许多花生脱壳机械只是针对某一花生品种和所在地区的生长环境来设计，其通用性、兼容性和适应性较差。提高花生脱壳机械的通用性和兼容性，使研制的花生脱壳机械通过更换主要部件能够同时对其他带壳物料进行脱壳加工。研制通过变换主要工作部件即能满足不同坚果脱壳作业需要的脱壳机具，并提高制造工艺水平，降低制造成本，以适应不同加工企业的需要。花生脱壳机械能否适应这种发展趋势，将直接影响到花生脱壳机械能否更好的推广应用与健康发展。142 提高机械脱壳率。降低破损率对花生脱壳机械的关键技术与工作部件进行重点攻关，改革传统结构，研究新的脱壳机理，优化结构设计；同时在整体配置上进一步改进和完善，提高脱壳率，降低籽仁破损率。目前国内外的花生脱壳机械均存在脱壳率和破损率之间的矛盾，处理好这一关键技术将关系到花生脱壳机械的发展前景。143 向自动控制和自动化方向发展大多数机具目前仍依赖人工喂料或定位，影响了作业速度和作业质量。因此应通过机电一体化手段，开发设计自动喂料、自动定位脱壳装置，保证均匀喂料与有效定位，实现机组自动化操作，进一步提高作业精确性和作业速度，提高产品质量与生产率，满足部分大、中型加工企业的需要，以开拓国内和国外市场。新技术原理、新结构材料、新工艺将不断应用于花生机械的研制开发中，随着液压技术、电子技术、控制技术以及化工、冶金工业的发展，许多复杂的机械机构、动力传递、笨重的材料和落后的工艺将逐渐被取代。减轻重量，减少阻力，简化操作，减少辅助工作时间，延长使用寿命，降低劳动使用费用等将作为主要设计目标应用于脱壳机械的设计制造。随着国内外高新技术的进一步发展，如何将这些高新技术更好的应用到实际生产中，也是目前花生脱壳机械需要尽快解决的问题。15 花生脱壳机械应用前景展望花生生产机械化是农业现代化的重要组成部分，是农业和农村经济持续快速发展的重要保证，近年来，花生机械装备总量不断稳步增长，作业水平进一步提高，社会化服务规模不断扩大，虽然目前花生脱壳机械化水平较高，但是多应用于经济发达地区与示范推广区，并且小型机械多、大型机械少，低档机械多、高性能机械少。在一些地区，用作种子和特殊用途的花生仁仍采用传统的手工剥壳，劳动生产率低，区域性发展不平衡。进入21世纪，我国花生生产机械化开始了新的发展阶段，农业结构调整发生了新的变化，也对花生机械的发展产生了积极而深远的影响，不仅拉动了新的有效需求，而且构筑了适合花生生产机械化发展的新舞台，为花生生产机械化真正成为农村经济发展的推动器提供了广阔的市场发展条件。在一些地区推进花生生产机械化的过程中，相继出台了鼓励和扶持农民购买花生机械、开展花生机械作业服务的优惠政策和措施，调动了农民购买花生机械的积极性，形成了新的市场需求。随着花生种植业的不断发展，国内外对花生深加工产品的需求不断增大，提高花生脱壳机械化作业水平成为必然。花生脱壳机在提高劳动生产率，减轻劳动强度方面起到了积极的作用，促进了花生加工业的科技进步，为花生脱壳机械的发展提供了空间。2 刮板式花生去壳机的结构及工作原理21 刮板式花生去壳机的结构根据刮板式花生去壳机的剥壳原理可知道，花生是从上至下依次经过集料斗、剥壳箱、栅格、下箱出口、分选口，花生仁收集斗这些部件的，因此设计剥壳机的整体结构的依据就出来了。设计过程是从上往下，从花生的装集开始，最上面是集料斗，集料斗下方是剥壳箱，集料斗可与剥壳箱设计为一个整体。在剥壳箱内，花生必须经过刮板的撞击和挤压作用才能进行剥壳，因此，将刮板设计置在剥壳箱内。花生经过刮板的撞击和挤压进行剥壳后，要经过位于剥壳箱底部的栅格，于是可以把栅格设计成一个半圆栅笼，将其固定在剥壳箱的下半箱内。花生穿过栅格后经过剥壳箱底部的出口往下落，在下落过程中，设计一个风机的吹入口，其作用是将经过剥壳的花生壳与花生仁进行分离，重量稍重的不被风吹走，而重量较轻的花生壳将被风机吹来的气流带入到花生壳收集通道，通道的底部设计成一定角度。经过分离的花生仁往下落，落入花生仁收集通道，将此通道与花生壳收集通道的底面设计成一个整体，这样的设计可以让被风吹走的花生仁通过自身的重量往下回滚到花仁收集通道。为保证整机的各部分的安装，需设计一个机架，机架起到其它几个部分的支承、定位、连接作用，并将电机安装在机架里面，剥壳机安装在机架的上方。其结构简图如图2-1所示。图2-122 工作原理刮板式花生去壳机以前也称为刀笼剥壳机，是借助转动轴上的刮板与笼栅的挤压和打击作用，将花生果外壳破碎的一种机械设备，其特点是结构简单、操作方便。其结构如图1-1所示。它主要由进料机构、剥壳机构和支承机构等部分组成。图1-1花生果进入存料斗后，经下部的入料窄口形成薄层流落下来进入剥壳箱内，与高速旋转的刮板相互碰撞，在刮板的锤击下，花生壳发生破裂，从而进行第一次剥壳。部分花生果在下落过程中没有与刮板发生碰撞，有些发生碰撞了而花生壳却未撞裂，这部分花生落入到由圆钢棒排列成的栅格上，由于栅格顶部与刮板的旋转外径间的间距不足以容纳一个花生果，因此花生果将在落入栅格的同时被刮板再次锤击和挤压，从而使这些花生果的果壳也被压碎。剥壳后的仁与壳通过栅格间的间隙落下，在下落的同时，受到风机吹来的经调节好的气流作用，果壳因重量轻而被气流送入集壳通道，而花生仁因重量大，继续往下落，从而达到了壳仁分离的目的。3刮板式花生去壳机主要部件的结构设计刮板式花生去壳机能否正常运转，看的是其主要部件的设计，如果设计不合理，机器就不能正常运转或者说不能运转，那么生产出来的这台机器就是一堆费品。设计合理，机器就能正常的运转对并对花生果进行剥壳。因此，刮板式花生去壳机的主要部件的设计在整个设计过程中显得尤为重要，合理的设计将提供给使用者更多的方便和实惠。31设计前各项参数的确定311 刮板的半径及转速初定刮板的旋转必须确保能将部分花生壳撞碎，当花生果与钢质物体相对速度达到5时，可使花生壳破碎而不会破坏到花生仁，可根据此依据设计刮板的转速与半径。如图3-1所示，花生下落位置在之间，设计时采用最小碰撞半径为计算半径取半径R=250mm，则n=382.2r/minXXXXXXXXXX.此处删除无数+N个字，完整设计请加扣扣:2215891151在零的程度, 为H2 的电离分子由100 keV 正子冲击 10 。 结构依照为冲击对重的离子被观察那么尖锐不被定义由于占实验性窗口在正子的卷积 并且电子侦查。 从目标反冲不充当在这个实验性情况的重大角色, 当前一般理论给结果相似与那些由Berakdar 11 获得, 并且两个跟随严密实验性价值。 这同样实验由Sarkadi 和工友执行了在氩电离由75 keV 氢核冲击。 他们第一次测量了四倍有差别的电离横剖面在collinear 几何为离子原子碰撞, 并且发现ECC 尖顶和在正子冲击在大角度。 在这种情况下, 我们必须保留动力学的一个完全帐户为了再生产实验性结果 12 。6. 托马斯机制 现在让我们走回到H2 的电离由1 keV 正子冲击。 一个结构在45 可能被观察, 1993 年哪些象由于被预言了和被解释了由Brauner 和布里格斯二个等效双重碰撞机制干涉。 每个这些过程包括正子电子二进制碰撞, 被偏折跟随被90 轻的微粒的当中一个被重的中坚力量。 这个机制由托马斯 13 提议作为扼要负责任电子捕获由快速的重的离子。 在这种情况下, 从电子和正子大量是相等的, 这两个过程干涉在45 。 如果我们降低能量从1000 年eV 到100 eV, 这个结构在45 消失, 与想法是一致的结果托马斯机制是一个高能作用。 但有其它结构, 在大约22.5。我们在下个部分将考虑这个结构。7. 备鞍点机制 结构的起源在大约22.5 一定更难辨认。 对我们的最佳的知识, 它以前未被预言在正子原子碰撞, 即使机制负责任它的起源几乎已经提议在离子原子碰撞二十年之内以前。 想法是, 电子能从离子原子碰撞涌现由在在子弹头和残余的目标离子潜力的备鞍点。 1772 年这个机制清楚地与平衡点的当中一个有关由拉格朗日发现, 或对机制由Wannier 提议为低能源电子放射。 在 离子原子碰撞案件, 查寻这个机制的理论和实验性证据是阴暗由生动的争论 14-18 。在正子原子碰撞情况下, 为电子被困住在正子和残余离子潜力的马鞍, 电子和正子必须首先执行二进制碰撞以便最终获得正确的速度那里ei 是目标的结合能在初始状态。 能量和动量保护原则的应用表示, 正子偏离在角度 终于, 为电子涌现在方向和正子一样, 它必须遭受随后碰撞以残余中坚力量在a 托马斯象过程。 在这第二碰撞, 电子由90 和残余目标离子反冲偏转在形成大约135 角度与电子和正子的方向。 这个机制被描述在图4. 因而, 检查备鞍点的提案是正确的, 我们看是否我们的演算显示与备鞍点电子生产的这个描述是一致的结构。 图 3 图 4 极小值被观察在无效性QDCS 。 图3 和图4 精确地设置早先条件在任何能量和角度三个微粒符合的那些点。 我们做了其它测试在备鞍点机制的有效性和无效性。 图5 表示, 结构完全出现从tp 期限。 这个结果与提出的机制是一致的, 那里备鞍点结构出现从第一正子电子碰撞之后, 正子和电子被中坚力量驱散。 图 58. 结论 总结结果提出了在这通信, 我们由正子的冲击调查了分子氢的电离。 被获得的四倍有差别的横断面为电子和正子涌现在同样方向显示三个统治结构。 你是知名的电子捕获对连续流峰顶。 另外一个是托马斯机制。 终于, 有被解释对象由于所谓的备鞍点 电离机制的极小值。 虽然主要结论研究的非常充分但也有一些不足。横剖面也许会被很多巨大的困难所阻碍, 但值得高兴的是, 我们一直没有错过对问题许多不同的全方位的观察, 唯一的遗憾就是对总横剖面的研究。英文原文Theory of ionization processes in positronatom collisionsAbstract We review past and present theoretical developments in the description of ionization processes in positronatom collisions. Starting from an analysis that incorporates all the interactions in the final state on an equal footing and keeps an exact account of the few-body kinematics, we perform a critical comparison of different approximations, and how they affect the evaluation of the ionization cross section. Finally, we describe the appearance of fingerprints of capture to the continuum, saddle-point and other kinematical mechanisms. Keywords: Ionization; Collision dynamics; Scattering; Electron spectra; Antimatter; Positron impact; Saddle-point electrons; Wannier; CDW PACS classification codes: 34.10.+x; 34.50.Fa 1. Introduction The simple ionization collision of a hydrogenic atom by the impact of a structureless particle, the “three-body problem”, is one of the oldest unsolved problems in physics. The two-body problem was analyzed by Johannes Kepler in 1609 and solved by Isaac Newton in 1687. The three-body problem, on the other hand, is much more complicated and cannot be solved analytically, except in some particular cases. In 1765, for instance, Leonhard Euler discovered a “collinear” solution in which three masses start in a line and remain lined-up. Some years later, Lagrange discovered the existence of five equilibrium points, known as the Lagrange points. Even the most recent quests for solutions of the three-body scattering problem use similar mathematical tools and follow similar paths than those travelled by astronomers and mathematicians in the past three centuries. For instance, in the center-of-mass reference system, we describe the three-body problem by any of the three possible sets of the spatial coordinates already introduced by Jacobi in 1836. All these pairs are related by lineal point canonical transformations, as described in 1. In momentum space, the system is described by the associated pairs (kT,KT), (kP,KP) and (kN,KN). Switching to the Laboratory reference frame, the final momenta of the electron of mass m, the (recoil) target fragment of mass MT and the projectile of mass MP can be written in terms of the Jacobi impulses Kj by means of Galilean transformations 1For decades, the theoretical description of ionization processes has assumed simplifications of the three-body kinematics in the final state, based on the fact that in an ionatom collision, one particle (the electron) is much lighter than the other two, in an electronatom or positronatom collision, one particle (the target nucleus) is much heavier than the other two.For instance, based on what is known as Wicks argument, the overwhelming majority of the theoretical descriptions of ionatom ionization collisions uses an impact-parameter approximation, where the projectile follows an undisturbed straight line trajectory throughout the collision process, and the target nucleus remains at rest 2. It is clear that to assume that the projectile follows a straight line trajectory makes no sense in the theoretical description of electron or positronatom collisions. However, it is usually assumed that the target nucleus remains motionless. These simplifications of the problem were introduced in the eighteenth century. The unsolvable three-body problem was simplified, to the so-called restricted three-body problem, where one particle is assumed to have a mass small enough not to influence the motion of the other two particles. Though introduced as a means to provide approximate solutions to systems such as Sunplanetcomet within a Classical Mechanics framework, it has been widely used in atomic physics in the so-called impact-parameter approximation to ionatom ionization collisions. Another simplification of the three-body problem widely employed in the nineteenth century assumes that one of the particles is much more massive than the other two and remains in the center of mass unperturbed by the other two. This approximation has been widely used in electronatom or positronatom ionization collisions. 2. The multiple differential cross section A kinematically complete description of a three-body continuum final-state in any atomic collision would require, in principle, the knowledge of nine variables, such as the components of the momenta associated to each of the three particles in the final state. However, the condition of momentum and energy conservation reduces this number to five. Furthermore, whenever the initial targets are not prepared in any preferential direction, the multiple differential cross section has to be symmetric by a rotation of the three-body system around the initial direction of motion of the projectile. Thus, leaving aside the internal structure of the three fragments in the final state, only four out of nine variables are necessary to completely describe the scattering process. Therefore, a complete characterization of the ionization process may be obtained with a quadruple differential cross section:There are many possible sets of four variables to use. For, instance, we can chose azimuthal angles of the electron and of one of the other two particles, the relative angle between the planes of motion, and the energy of one particle.Such a choice is arbitrary, but complete in the sense that any other set of variables can be related to this one. A similar choice of independent variables has been standard for the description of atomic ionization by electron impact, both theoretically and experimentally 3 and 4. A picture of the very general quadruple differential cross section is not feasible. Thus, it is usually necessary to reduce the number of variables in the cross section. This can be achieved by fixing one or two of them at certain particular values or conditions. For instance, we might arbitrarily restrict ourselves to describe a coplanar (i.e. =0) or a collinear motion (i.e. =0 and 1=2), so as to reduce the dependence of the problem to three or two independent variables, respectively. The other option is to integrate the quadruple differential cross section over one or more variables.The former has been widely used to study electronatom collisions, while the latter has been the main tool to characterize ionatom and positronatom ionization collisions. Particularly important has been the use of single particle spectroscopy, where the momentum of one of the particles is measured. 3. Single particle momentum distributions In ionization by positron impact it is feasible to study the momentum distribution of any of the involved fragments. As is shown in Fig. 1, the momentum distributions for the emitted electron and the positron present several structures. First, we can observe a threshold at high electron or positron velocities because there is a limit in the kinetic energy that any particle can absorb from the system. The second structure is a ridge set along a circle. It corresponds to a binary collision of the positron with the emitted electron, with the target nucleus playing practically no role. Finally, there is a cusp and an anticusp at zero velocity in the electron and positron momentum distributions, respectively. The first one corresponds to the excitation of the electron to a low-energy continuum state of the target. The second is a depletion due to the impossibility of capture of the positron by the target nucleus. These momentum distributions allow us to study the main characteristics of ionization collisions. However, we have to keep in mind that any experimental technique that analyzes only one of the particles in the final-state can only provide a partial insight into the ionization processes. The quadruple differential cross sections might display collision properties that are washed out by integration in this kind of experiments. Fig. 1.Electron and positron momentum distributions for the ionization of helium by impact of positrons with incident velocity v=12a.u. 4. Theoretical model The main question that we want to address in this communication is if there are some important collision properties in positronatom collisions, that are not observable in total, single or double differential ionization cross sections, and that therefore have not yet been discovered. In order to understand the origin of these structures, we compare the corresponding cross sections with those obtained in ionatom collisions. To fulfill this objective it is necessary to have a full quantum-mechanical treatment able to deal simultaneously with ionization collisions by impact of both heavy and light projectiles that is therefore equally applicable for instance to ionatom or positronatom collisions. A theory with this characteristics will allow us to study the changes of any given feature of multiple-differential cross-sections when the mass relations among the fragments vary. In particular, it would allow us to study the variation when changing between the two restricted kinematical situations. The second important point is to treat all the interactions in the final state on an equal footing. As we have just explained, in ionatom collisions, the internuclear interaction plays practically no role in the momentum distribution of the emitted electron and has therefore not been considered in the corresponding calculation. In this work, this kind of assumption has been avoided. The cross section of interest within this framework isThe transition matrix can be alternatively written in post or prior forms aswhere the perturbation potentials are defined by (HE)i=Vi i and (HE)f=Vff. For the Born-type initial statewhich includes the free motion of the projectile and the initial bound state i of the target, and the perturbation potential Vi is simply the sum of the positronelectron and positronnucleus interactions. The transition matrix may then be decomposed int