Частота столкновений

Если частота столкновений между самими частицами (г) достаточно велика, что оправдывало бы введение вязкости р,р (разд. 5.5), то уравнение для силы, действующей на частицу, будет аналогично уравнению (5.33). Если можно пренебречь взаимодействием между частицами (г), то сила сопротивления из-за столкновения с частицами (г) определяется уравнением (5.25). Следуя методам классической механики [2781, относительное движение между частицами ( ) и частицами (г) можно рассматривать в системе координат с началом в центре масс. При движении (г) относительно (з) со скоростью Амр = I Нр — Нр I уравнение (5.12) приобретает вид [c.217]

Частота столкновений Т-1 секунда в минус первой степени С"" [c.379]

Кроме того, в этот период были обнаружены и другие явления, которые также не могли быть объяснены на основе ранних теорий, например уменьшение сопротивления под влиянием давления, свойственное большинству металлов. Действительно, в простои модели рассеяния электронов совокупностью атомов— биллиардных шаров следует ожидать, что сжатие должно приводить к увеличению частоты столкновений и вследствие этого к увеличению сопротивления. [c.156]

Частота столкновений — число молекул, сталкивающихся с единицей площади поверхности в единицу времени. [c.203]

Несмотря на то, что частота столкновений молекул в элементарном объеме при этом режиме пренебрежимо мала, число молекул в единице объема достаточно велико для того, чтобы можно было определять средние макроскопические свойства газа. Например, на высоте 150 км, когда длина свободного пробега Г=18 м, число молекул в 1 см составляет 2,5 10 . [c.147]

Второй корень уравнения (4.5) не имеет физического смысла получается и<С.Ь. Из выражения (4.6) видно, что с возрастанием температуры минимум на изотермах смещается в область низких плотностей (низких давлений). Физически это означает увеличение сил отталкивания, что происходит в связи с увеличением частоты столкновений. В пределе при рт=0 получаем значение температуры Бойля [c.103]

Большая подвижность может быть обусловлена малой эффективной массой носителя заряда т и большим временем свободного пробега или, точнее, временем релаксации Tq. В полупроводниках элективная масса носителей заряда может быть как больше, так и меньше массы свободного электрона. Время релаксации, характеризующее спадание тока после снятия поля, обусловливается процессами рассеяния движущихся в полупроводниках электронов. Чем больше частота столкновений и чем они интенсивнее, тем меньше время релаксации, а следовательно, и подвижность. При комнатной температуре средняя скорость теплового движения свободных электронов в невырожденном полупроводнике и в диэлектрике (если они в нем имеются) около 10 м/с. При этом эквивалентная длина волны электрона будет около 7 нм, тогда как в металлах она составляет примерно 0,5 нм. Таким образом, вследствие большей длины волны электрона в полупроводнике и в диэлектрике по сравнению с металлом, неоднородности порядка размеров атома мало влияют на рассеяние электронов. У некоторых чистых полупроводников подвижность может быть очень большой, 10 м /(В-с) и выше, у других она меньше 10" mV(B- ). Вычисляемая по последнему значению длина свободного пробега составляет лишь долю межатомных расстояний в решетках. Физический смысл требует, чтобы длина свобод- [c.240]

При большой плотности размещения капель на поверхности стенки частота столкновений увеличивается. А. П. Солодов предложил учесть это обстоятельство введением в (6-3-6) множителя 1/(1—/"к), где Рк — доля поверхности, занятая каплями. Тогда для частоты слияний капель можно написать [c.151]

В общем случае частота столкновений равпа v=1/t= = гг<ца(и)>, где и — модуль относит, скорости, о(и) [c.704]

Рис. 3. Зависимость неоклассической ионной температуропроводности от частоты столкновений в токамаке I — режим редких столкновений ( банановый ) II — режим плато III — гидродинамический режим.

Более точно концентрацию носителей можно определить, измеряя эффект Холла в сальном магн. поле, когда циклотронная частота носителей велика по сравнению с частотой столкновения и для электронов и для дырок. Тогда [c.41]

Дрейфовое движение коллинеарно волновому вектору и может осуществляться как в направлении распространения излучения, так я в обратном направлении в зависимости от знака 0 и знака разности (уо — У]) транспортных частот столкновений. При О = 0 С. д. отсутствует. Если относит, изменение частоты столкновений при возбуждении достаточно велико ( у — /уц 1), [c.468]

Подвижность носителей. Подвижность носителей заряда определяется согласно (7.124) временем релаксации т. Время релаксации было введено в модели свободных электронов Друде для объяснения теплопроводности и электропроводности металлов. Предполагалось, что за единичнре время любой электрон испытывает столкновение с вероятностью, равной 1/т, т. е. считалось, что результат столкновения не зависит от состояния электронов в момент рассеяния. Такое упрощение является чрезмерным. Частота столкновений электрона сильно зависит, например, от распределения других электронов, так как в силу принципа Паули электроны после столкновений могут переходить только на свободные уровни. Кроме того, в твердом теле существуют различные механизмы рассеяния. Поэтому при таком описании столкновений от приближения времени релаксации отказываются. Вместо введения времени релаксации предполагают существование некоторой вероятности того, что за единичное время электрон из зоны п с волновым вектором к в результате столкновения перейдет в зону с волновым вектором ki. Эту вероятность находят с помощью соответствующих микроскопических расчетов. Такой подход, однако, очень сильно осложняет рассмотрение. [c.249]

При обтекании тела ультраразреженным газом (свободно-моле-кулярным потоком) частота столкновений молекул в пограничной области зависит от размеров тела. При повышении плотности газа в этом смысле решающее значение приобретает толщина пограничного слоя. В связи с этим верхнюю границу области континуума опреде-М [c.146]

Набор параметров плазмы, определяемых совр. методами Д. п., весьма велик. Определяются форма и местоположение плазмы, плотность (а=е, i, а) составляющих компонент (электронов, ионов, атомов, радикалов, фотонов) и их статистич. распределе11ия (по скоростям, по уровням возбуждения и т. п.), темп-ры Т , если распределения близки к равновесным, теплопроводность, интенсивность излучения, коэф. поглощения, частота столкновений компонент, коэф. диффузии и т. д. Исследование распределений этих параметров в пространстве и времени при заданных внеш. условиях позволяет выделить основные кинетич. и динамич. процессы, протекающие в изучаемой плазме, определить их скорости, энергетич, характеристики, найти способы управления значениями параметров плазмы. [c.605]

Д. с. II. равпа l vx, где v— ср. скорость молекул, т — ср. время между столкновениями, причём t=1/v, V — частота столкновений, т. е. ср. число столкновений, испытываемых молекулой за ед1шицу времени в единице объёма. Следовательно, l=u/v. Для гаа уп >угих сфер радиуса а частота столкиовсний v=ni)ay" 2, где п — число молекул в единице объёма, а — Апа — полное эфф. сечение столкновения, Z=l/noV 2. [c.704]

В гидродиеамич. приближении, когда смещения частиц между столкновениями (в отсутствие магн. поля — длина свободного пробега к) меньше характерных масштабов неоднородности плазмы L, а характерные частоты не превосходят частот столкновений v, классические (столкновительные) П. п. описываются матрицей коэф. переноса. Она линейно связывает потоки частиц, импульса и энергии с факторами, нарушающими термодинамич. равновесие,— градиентами парциальных концентраций и темп-р, неоднородностью скорости, электржч, полем (см. Переноса явления). Вследствие большого различия между массами электронов и тяжёлых частиц (ионов и нейтральных молекул) гемп-ры их, вообще говоря, различны, поэтому перенос энергии лёгкой и тяжёлой компонентой рассматривают отдельно. Напр., в отсутствие магн. поля В поток тепла q обусловленный температурным градиентом к.-л. компоненты а, есть тензор плотности потока импульса n = —где тензор скорости сдвигов [c.569]

Оа — коэф. амбиполярной диффузии, л и р — коэф. ионизации и прилипания соответственно) и ур-ния теплопроводности. Повышение давления газа (т. е. плотности N нейтральных частиц) или разрядного тока приводит к возрастанию частоты столкновений электронов с нейтральными частицами и установлению градиента темп-ры газа, вследствие чего параметр E/N ( — продольное электрич. поле) станет переменным вдоль поперечного сечения плазменного столба. Т. к. частота ионизации зависит от E/N экспоненциально, а прилипание зависит слабо, то области образования и рекомбинации заряж. частиц окажутся пространственно разделёнными. В узкой приосевой области столба, где частота ионизации значительно превышает частоту прилипания (V > f>), будут образовываться электроны. На периферии, где Е1Н меньше, чем на оси, и поэтому V < 1, электроны, диффундирующие из центральной области, будут прилипать к нейтральным частицам, образуя отрицат. ионы, к-рые затем эффективно рекомбинируют вследствие ион-ионного взаимодействия. Положит, столб тлеющего разряда неустойчив, если на его периферии V — 0. Развитие этой неус- [c.605]

П. 3. имеют большое практич. значение. Напр., для нахождения скорости дрейфа в определённо.м газе при двух условиях Е 10 В/см, р = 10 торр и = 20 В/см, р = 20 торр достаточно одного измерения. Б обоих случаях отношение /р, а следовательно, и гд одинаковы. Результаты измерений ф-цип двух переменных Гд( , р) представляются не в виде семейства кривых, а в виде одной кривой ад( /р). Зависимость Гд( /р) наглядно следует из ф-лы элементарной теории уд = = eE/mv , где — частота столкновений электрона с молекулами, пропорцпональная N. Закономерность v (E/p) сохраняется и в строгой теории, основанной на решении кияетич. ур-иия для ф-цип распределения электронов. -Энергетич. спектр, от к-рого зависит Уд, как и ср. энергия электронов, является ф-цнеы E/N или Е/р. [c.667]

В электрич. полях очень больших частот ы, превышающих частоту столкновений электронов с атомами Vfn, действуют П.з, по частоте поля частота ионизации газа электронами зависит от отношенпя Е1о> [c.667]

Иначе ведёт себя коэф. электропроводности в случае слабоионизов. плазмы, у к-рой частота столкновений электронов с нейтралами больше, чем с ионами. Его можно определить, зная п и т , по ф-ле [c.132]

В основе Т,, м. лежит ограничение движения составляющих плазму заряж. частиц (электротюв и ионов) в направлении, поперечном к магн. полю В, за счёт силы Лоренца. В результате траектории частиц выглядят как спирали, обвивающие магн. силовые линии, и если бы частицы не испытывали столкновений (точнее, кулоновского взаимодействия между собой), то Т. м, в магн. ловушках была бы идеальной. Но при большой частоте столкновений v, значительно превосходящей циклотронную частоту ui = eBjm вращения чаети[1ы (с зарядом е и массой т) вокруг магн. силовой линии, когда ср. длина свободного пробега частицы I-V/V (у — ср. тепловая скорость) много меньше ср. радиуса спирали гв —у/<Ив (лар.моровский радиус), магн. поле практически не влияет на траекторию частиц и Т. м, отсутствует, Т. м. становится эффективной при [c.93]

В случае идеальной проводимости магн, поле в.мороже-но в плазму и пересоедннение магн, силовых линий невозможно. Для развития Т,-н. условие вмороженности должно быть нарушено. Это возможно при действии след, факторов столкновения частиц плазмы, Ландау зату.ха-ния, инерции носителей заряда, рассеянии частиц на турбулентных пульсациях, обусловленных микронеустойчивостями, с эфф, частотой столкновений v,ф. В зависимости от соотношения между инкрементом неустойчивости у и частотой столкновений резонансных частиц v различают бес-столкновительный (y>v) либо столкновительный (y[c.114]

Для плотности имеются 2 предела—нижний и верхний. Ниж. предел по плотности связан с образованием т. н. ускоренных, или убегающих электронов. При малой плотности частота столкновений электронов с ионами становится недостаточной для предотвращения их перехода в режим непрерывного ускорения в продольном электрич. поле. Ускоренные до высоких энергий электроны могут представлять опасность для элементов вакуумной камеры, поэтому плотность плазмы выбирается настолько большой, чтобы ускоренных электронов не было. С др. стороны, при достаточно высокой плотности режим удержания плазмы вновь становится неустойчивым из-за радиационных и атомарных процессов на границе плазмы, к-рые приводят к сужению токового канала и развитию винтовой неустойчивости плазмы. Верх, предел по плотности характеризуется безразмерными параметрами Му-раками M=nRjB и Хьюгелла H=nqR B (здесь ср. по сечению плотность электронов п измеряется в единицах 10 частиц/м ). Для устойчивого удержания плазмы необходимо, чтобы числа М и Я не превышали нек-рых критич. значений. [c.120]

ПОЛЯ (рис. 3.12, а) и частотой столкновений электронов с атомами, а точнее говоря, от того, успевает ли энергия электронов отслеживать изменение электрического поля в течение периода колебания. Так как характерная скорость изменения энергии электрона при изменении поля составляет fu кеаП гпе/т , то при высоких частотах f fu энергия электронов будет слабо меняться во времени, а электроны будут производить необходимые для поддержания разряда процессы ионизации, а также нужные для создания инверсии процессы возбуждения частиц с почти постоянной скоростью в течение всего времени существования разряда (рис. 3.12,6). Энергия электрона при этом обеспечивает такую же частоту [c.108]

Можно утверждать, что многие истинные значения свойств твердых тел, определяемые главным образом состоянием их поверхности, до настоящего времени нам неизвестны. Это объясняется большими экспериментальными трудностями получения физически чистой поверхности металла и ее сохранения в течение времени, необходимого для проведения соответствующих наблюдений. К числу таких свойств следует отнести термоэлектронную эмиссию, контактные характеристики металлов (коэффициент трения, схватываемость и т. п.), параметры сублимации, усталостные и другие характеристики. Измеренные в недостаточно глубоком вакууме они в той или иной степени отражают влияние остаточных газов, адсорбированных поверхностью металлов. В вакууме 10 мм рт. ст. частота столкновений молекул газа с поверхностью тела достаточна для возник-новенпя на ней слоя мономолекулярной толщины за 1 сек. Время возможного образования поверхностного монослоя газа при остаточном давлении 1,33 1,33-10 и 1,33-10 мкн1м (10 , 10 и 10 мм рт. ст.) оказывается равным нескольким минутам, суткам и годам соответственно. [c.413]

Рис. 2.5. Временная зависимость электрического поля E(t) электро-мапштиой волны в системе координат атома, испытывающего столкновения. Заметим, что на рисунке частота столкновении дана в увеличенном масштабе, обычно же за время столкновений т происходит около 10 циклов колебаний.

Рис. 2.5. Временная зависимость <a href="/info/12803">электрического поля</a> E(t) электро-мапштиой волны в <a href="/info/9040">системе координат</a> атома, испытывающего столкновения. Заметим, что на рисунке частота столкновении дана в увеличенном масштабе, обычно же за <a href="/info/187885">время столкновений</a> т происходит около 10 циклов колебаний.

Смотреть страницы где упоминается термин Частота столкновений : [c.215] [c.191] [c.191] [c.42] [c.130] [c.23] [c.428] [c.608] [c.608] [c.98] [c.122] [c.187] [c.214] [c.651] [c.230] [c.449] [c.571] [c.571] [c.618] [c.618] [c.423] [c.468] [c.510] [c.303]

Динамика разреженного газа Кинетическая теория (1967) -- [ c.20 ]

Теория и приложения уравнения Больцмана (1978) -- [ c.113 , c.191 , c.203 , c.204 , c.235 , c.262 , c.286 , c.287 , c.312 , c.321 , c.324 , c.332 , c.334 , c.342 , c.352 , c.354 , c.356 , c.359 , c.413 , c.416 ]

Молекулярное течение газов (1960) -- [ c.23 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...