Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...

Статьи Чертежи Таблицы О сайте Реклама

Средняя длина свободного пробег

Для создания электронного луча требуется довольно глубокий вакуум, такой, чтобы средняя длина свободного пробега электронов была больше расстояния от катода, где они образуются, до свариваемого изделия.  [c.157]

При достаточно высоких частотах акустическая длина волны становится настолько малой, что начинает приближаться к длине свободного пробега молекул газа. В этом случае основное уравнение для с (3.36) и уравнения для ак-г и ао перестают выполняться, так как все они получены в предположении, что газ представляет собой непрерывную среду. Согласно кинетической теории, тепловая скорость молекул в газе имеет тот же порядок, что и скорость звука. Таким образом, если длина звуковой волны по порядку величины приближается к средней длине свободного пробега, то звуковая частота должна приближаться к частоте соударений между молекулами. Это очень высокая частота порядка 10 Гц, так как средняя длина свободного пробега при комнатной температуре составляет величину порядка 100 нм. В акустической термометрии столь высокие частоты никогда не применяются, самая высокая частота, на  [c.105]


Очевидно, что конкретный механизм рассеяния электронов играет для термоэлектричества важную роль. Можно, например, предположить, что электроны, имеющие большую скорость, должны рассеиваться атомами решетки под меньшими углами, чем электроны с меньшей скоростью. Другими словами, средняя длина свободного пробега электронов будет зависеть от их кинетической энергии. Это верно в целом, но конкретная взаимосвязь длины пробега и энергии сложна и сильно зависит от электронной структуры решетки. Сложность связи между длиной пробега и энергией электронов не дает возможности получить количественное описание термоэлектричества, хотя качественно картина явления проста. Другими словами, наших сведений о поверхности Ферми реального металла недостаточно для вычисления термо-э.д.с. Следует отметить, что для полупроводников ситуация проще, поскольку число электронов и дырок, участвующих в процессе проводимости, значительно меньше. В этом случае модель электронного газа, в которой частицы подчиняются статистике Максвелла — Больцмана, лучше отражает истинную природу явления.  [c.268]

При температуре ниже дебаевской следует учитывать другие механизмы переноса, в частности перенос фононами, вклад которых до сих пор не рассматривался. Фононы обеспечивают теплопередачу в неметаллических веществах, где нет газа свободных электронов. В металлах и сплавах при низких температурах вклад фононов в теплопроводность оказывается заметным. Возникает поток фононов, взаимодействующих с другими фононами, электронами и атомами примесей, причем каждому такому акту соответствует своя длина свободного пробега. При высоких температурах средняя длина свободного пробега при электрон-фононном взаимодействии значительно больше, чем при фонон-фононном. Таким образом, по отношению к электронам решетка находится во внутреннем тепловом равновесии и рассмотренная выше термо-э.д.с. диффузионного происхождения оказывается основной. При низких температурах длина свобод-  [c.272]

Для малых частиц Ф 0 (область справедливости закона Стокса), в то время как может принимать различные значения. При 2вг = 10 мк, 2яз = 20 мк и Рр = 10 кг/м р, == 10 кг/м-сек, Дир" = = 0,1 м/сек, ]/ л 1 и так как Ф мало, то т] 0,65 для потенциального потока и т) 0,2 для вязкого (фиг. 5.7). Однако для 2яг = 1 мк, 2а = 2 мкш / 0,3 ц 0,03 для потенциального потока и т) о для вязкого, т. е. столкновений не происходит. Следовательно, взаимодействие на расстоянии в присутствии жидкой фазы оказывается более существенным для мелких частиц. В жидкостях, где средняя длина свободного пробега равна или больше размера частиц, следует ожидать течения со скольжением или свободномолекулярного течения. Приведенные в работе [235] величины ц [уравнение (5.22)] следует использовать.при свободномолекулярном движении частиц.  [c.218]


Зарядка поля. Если радиус частицы а значительно больше средней длины свободного пробега ионов (а 5 1 мк), то беспорядочным движением ионов можно пренебречь и общий электрический поток г] через сферу определяется по формуле  [c.436]

Сферическая частица радиусом а вводится в область униполярных ионов с концентрацией /г о и электрического поля Eq. Частица приобретает заряд благодаря столкновениям с ионами. Так как заряд частицы начинает нарастать, ее отталкивающая сила перераспределяет близлежащие ионы. Для применения кинетической теории будем использовать систему координат, показанную на фиг. 10.2. При концентрации ионов и средней длине свободного пробега Л число ионов, которые сталкиваются в бесконечно малом объеме dV в единицу времени со скоростью между v перед столкновением ш V dv после столкновения, равно щ v/A) f v) dv dV, где f (v) — функция распределения скорости у, a — местная концентрация ионов. Количество ионов, попадающих на площадку dA из точки Р объема dV, равно щ (р1А) / (и) dvl(dA os 0д/4яг ) dV [413, 874[. Так как число молекул, направляющихся к площадке dA, уменьшается по закону вследствие столкновений и так  [c.437]

Полагаем, что движение электрона, как частицы с массой Ше и зарядом е, под действием поля Е и ускоряющей силы еЕ происходит в течение времени т = "к/, где v — средняя квадратичная скорость электрона (тепловая, так как скоростью дрейфа пренебрегаем из-за сравнительной малости), а "к — средняя длина свободного пробега электрона (пробег). Движение с ускорением еЕ/т за время т разгонит электрон до скорости дрейфа  [c.33]

Средняя длина свободного пробега электрона в газе определяется выражением  [c.111]

Значения средней длины свободного пробега электрона в воздухе (при 20°С) и в вакууме приведены ниже  [c.111]

Средняя длина свободного пробега X — это тот путь, который молекула газа в среднем проходит между двумя столкновениями. Мы уже встречались с этим понятием в задачах 1.4 и 1.5. Величину X можно оценить из следующих соображений.  [c.36]

Случай, когда пластинка двил<ется со скоростью большей, чем скорость молекул, был рассмотрен в гл. 6, когда речь шла о падении метеоритов. В обеих задачах для простоты мы допускаем, что средняя длина свободного пробега молекул велика по сравнению с размерами пластинки.  [c.220]

В соответствии с квантовой механикой нуклоны, двигаясь в поле этого потенциала, могут находиться в различных энергетических состояниях. При этом основному состоянию ядра соответствует полное заполнение всех, нижних уровней. Процесс столкновения двух нуклонов сводится <к перераспределению между ними энергии, в результате чего один из них должен потерять часть своей энергии и перейти в более низкое энергетическое состояние. Но это невозможно, так как все наиболее низкие энергетические уровни уже заняты и на них, согласно принципу Паули, другие нуклоны поместить нельзя. В связи с этим средняя длина свободного пробега нуклона от одного столкновения до другого оказывается значительно больше, чем это следует из формулы (14. 3), и нуклоны в ядре можно считать практически невзаимодействующими .  [c.191]

В процессе замедления нейтрон двигается по сложной траектории, перемещаясь от одного ядра замедлителя к другому. Средний путь, проходимый нейтроном между двумя последовательными соударениями, называется средней длиной свободного пробега Xs. Очевидно, что  [c.305]

Для вычисления удельной электропроводности, следуя Друде, будем предполагать, что за единичное время электрон испытывает столкновения (т. е. изменяет направление скорости) с вероятностью, равной 1/т, где т — время релаксации, или время свободного пробега электрона. За время т электрон проходит расстояние между столкновениями, равное его средней длине свободного пробега <Хэл>=ит.  [c.193]

При расчете теплопроводности предполагается, что при наличии градиента температуры электроны.от столкновения до столкновения проходят одинаковые расстояния, равные средней длине свободного пробега <Хэл>, прежде чем передают свою избыточную  [c.193]

Заметим, что в реальной ситуации отношение Кэл/а оказывается величиной постоянной, не зависящей ни от сорта металла, ни от температуры, только при комнатных и более высоких температурах. В промежуточной области температур (между низкими и обычными) указанное отношение зависит от сорта металла й от температуры, поскольку теплопроводность в этой области меняется с температурой не так быстро, как это следует из закона Видемана — Франца, если определять теплопроводность металлов по их электропроводности. Это отклонение от закона Видел. на — Франца связано с тем, что средние длины свободного пробега электронов, соответствующие тепло- и электропроводности, вообще говоря, различны, а не одинаковы, как это предполагается в теории. Они с достаточно большой точностью равны только при высоких температурах.  [c.195]


В отличие от диэлектриков, где длина свободного пробега фононов при низких температурах, в основном, определяется размерами образца, Б металлах длина свободного пробега электронов при этих температурах определяется дефектами и примесями. Это связано с тем, что энергия электронов (вблизи энергии Ферми), переносящих теплоту, слабо зависит от температуры [формула (6.57)]. Длина волны де Бройля Х=И/(mv ) таких электронов — порядка средних межатомных расстояний, поэтому электроны сильно рассеиваются на дефектах атомных размеров и средняя длина свободного пробега <Хэл> ограничена этими размерами.  [c.196]

В собственном полупроводнике, где нет никаких примесей и дефектов, время релаксации определяется рассеянием носителей на фононах. При обсуждении закона Видемана — Франца мы отмечали (гл. 6), что средняя длина свободного пробега электрона обратно пропорциональна концентрации фононов [формула (6.103)], которая, в свою очередь, в области высоких температур пропорциональна температуре. Таким образом,  [c.250]

Здесь I — средняя длина свободного пробега ср — средняя скорость движения электрона. При Е>Ес движение носителей имеет чисто зонный характер и описывается уравнением Больцмана. Здесь, как и в случае кристаллических полупроводников, />Х (Я, — длина волны электрона).  [c.364]

Критерием для определения вакуума служит величина средней длины свободного пробега газовых молекул при определенном давлении газовой среды  [c.249]

Размер включений и неоднородностей в смеси много больше молекулярно-кинетических равмеров (расстояний между молекулами, размеров кристаллической решетки, средних длин свободного пробега молекул, т. е. неоднородности содержат очень большое количество молекул (см. рис. 0.1).  [c.13]

Когда частицы малы по сравнению со средней длиной свободного пробега в жидкости, имеет место молекулярное скольжение, приводящее к уменьшению сопротивления. Теоретическое решение для течения Стокса с граничными условиями скольжения получено Бассе [36]. Милликен [544], воспользовавшись результатами Бассе, получил полуэмпирпческую зависимость для сопротивления при свободномо.лекулярном течении, определив электрические константы по данным опытов с каплями масла. Коэффициент сопротивления можно записать в виде [164, 773]  [c.36]

Во вращающемся вискозиметре была измерена вязкость воздуха, содержащего частицы известняка и талька диаметром 1 мк [751]. Обнаружено уменьшение вязкости в экспериментах с известняком (рр = 240 г/м ) вязкость уменьпшлась приблизительно на 40% по сравнению с чистым воздухом, в экспериментах с тальком — на 10% при рр = 60 г/м и 35% при рр = 240 г1м . По-видимому, это уменьшение происходит вследствие соизмеримости средней длины свободного пробега в газе с размером частиц (разд. 6.1).  [c.234]

Мы видим, что среднее расстояние между молекулами в газе примерно в 10 раз больше размеров молекул. Еще большей оказьша-ется при этом средняя длина свободного пробега молекул.  [c.36]

Спектр нейтронов деления 377, 394 Спектроскопия нейтронная 329 Спивака и Сосновского опыт 163 Спин нейтрона 81, 84 Спин-орбитальное взаимодействие 193, 507, 530. 694 Спиральность 645 Спонтанное деление 371, 396, 425 Средняя длина свободного пробега 305  [c.719]

Зондгеймер [129] ирп рассмотрении масштабного эффекта в металлических проводниках отмечает так как вычисленне средней длины свободного пробега (для рассеяния электронов), исходя из основных принципов, в высшей степени сложно и требует многочисленных грубых приближений, необходимо располагать методами, посредством которых можно было бы оценивать I непосредственно по экспериментальным данным . Действительно, очень желательно, чтобы возможно большее число параметров, фигурирующих в теории. металлов, определялось по меньшей мере полуоперационнылш методами  [c.203]

Зондгеймер считает, что по существу в проводниках наблюдается три широких класса явлений, в которых обнаруживается масштабный эффект. Во-первых, это наиболее простое проявление масштабного эффекта, заклю-чающ,ееся в возрастании удельного сопротивления образцов, представляющих собой очень тонкие проволочки или фольги (ленточки), по сравнению со значением, которое оно имеет в массивном образце. Такое увеличение возникает вследствие ограничения нормальной средней длины свободного пробега электронов благодаря рассеянию па границах образца и может быть использовано для определения отношения I к физическому размеру образца а.  [c.204]

В-третьих, при определенных условиях в металлах наблюдается так называемый аномальный скип-эффект (пли новый вид скин-эффекта ), который правильнее было бы называть масштабным эффектом при высокой частоте. В этом случае в рассмотрение вводится размер 8, который соответствует глубине проникновения высокочастотного магнитного поля в металл. До тех пор пока //о<1, справедлива классическая теория, и сопротивление образца, связанное со скин-эффектом , может быть вычислено обычным путем. Однако при важную ро.яь в этом явлепип начинает играть средняя длина свободного пробега, и создается положение, в значительной степени аналогичное тому, при котором проявляется нормальный масштабный эффект. Для изучения этого явления снова возникает необходимость проводить измерения в низкотемпературной области.  [c.204]


Смотреть страницы где упоминается термин Средняя длина свободного пробег : [c.36]    [c.39]    [c.233]    [c.465]    [c.197]    [c.207]    [c.157]    [c.158]    [c.204]    [c.205]    [c.173]    [c.185]    [c.186]    [c.190]    [c.305]    [c.191]    [c.201]    [c.306]    [c.67]    [c.68]    [c.68]    [c.207]   
Введение в ядерную физику (1965) -- [ c.305 ]

Теория и приложения уравнения Больцмана (1978) -- [ c.28 , c.29 , c.52 , c.55 , c.74 , c.111 , c.207 , c.222 , c.224 , c.261 , c.262 , c.268 , c.282 , c.283 , c.286 , c.288 , c.293 , c.305 , c.312 , c.328 , c.332 , c.333 , c.336 , c.340 , c.359 , c.372 , c.374 , c.378 , c.397 , c.411 , c.415 ]

Физическая теория газовой динамики (1968) -- [ c.137 ]



ПОИСК



Длина пробега

Длина свободного пробега

Длина свободного пробега частицы средняя

Зависимость решеточной теплопроводности от средней длины свободного пробега электронов

Классификация столкновений электронов с атомами. Поперечное сечение Средняя длина свободного пробега Экспериментальное определение поперечного сечения упругого столкновения электрона с молекулами. Эффект Рамзауэра и Таунсенда. Интерпретация эффекта Рамзауэра- Таунсенда Волны де Бройля

Пробег

Пробег средний свободный

Свободная длина

Свободного пробега параметры вариационный средняя длина

Свободного пробега среднее время и средняя длина

Свободный пробег

Скорости молекул газов . 2.3. Средняя длина свободного пробега молекулы . 2.4. Основное уравнение кинетической теории газов

Среднее время и длина свободного пробега волны

Средняя длина пробега

Средняя длина свободного пробега излучения

Средняя длина свободного пробега фононов

Средняя длина свободного пробега фотона

Средняя длина свободного пробега электронов

Средняя скорость и длина свободного пробега в неизоэнтропическом течении

Твердые сферы и жесткие стенки Средняя длина свободного пробега

Фотопроводимость Средняя длина свободного пробега свободных электронов в ионных кристаллах

Эффективные сечения столкновения и средняя длина свободного пробега



© 2025 Mash-xxl.info Реклама на сайте