Время свободного пробега

Время одного соударения шаров время свободного пробега ti и их отношение по порядку равны [c.213]

Таким образом, время свободного пробега играет роль [c.195]

Предположим теперь, что, оставив постоянным давление, мы сделали температуру меняющейся вдоль оси х. Поток частиц и в этом сл) ае определяется суммированием отдельных вкладов (9.10). И опять первый член при таком суммировании обратится в нуль. Результат же суммирования второго члена будет зависеть от того, зависит или не зависит от скорости время свободного пробега т [c.197]

Поэтому общим для всех легких частиц будет не время установления равновесия, не время свободного пробега, а длина свободного пробега А. Время же пробега теперь будет зависеть от скорости Ti = X/vp. [c.198]

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]

Используя полученную функцию, найдем среднее время свободного пробега [c.130]

Если включить поперечное магнитное поле, то траектория носителей заряда будет представлять собой в неограниченном образце участок циклоиды длиной I и за время свободного пробега вдоль силовых линий внешнего поля [c.138]

Е частица пройдет путь меньший, чем I. Это эквивалентно тому, что за время свободного пробега т в направлении поля [c.138]

Среднее время свободного пробега при этом запишется в виде [c.492]

Магн. поле, искривляя траектории электронов (см. выше), уменьшает их длину свободного пробега I в направлении у2. Т. к. время свободного пробега (время релаксации т) зависит от энергии электронов то уменьшение I неодинаково для горячих и холодных носителей оно меньше для той группы, для к-рой т меньше. Т. о., магн. поле меняет роль быстрых и медленных носителей в переносе анергии, и термоэлектрич. поле, обеспечивающее отсутствие переноса заряда при переносе энергии, должно измениться. При этом коэф. Л ц также зависит от механизма рассеяния носителей. Термоэлектрич. ток растёт, если т падает с ростом - энергии носителей ё (при рассеянии носителей на аку-ЗЗЧ стич. фононах), или уменьшается, если т увеличивается [c.334]

Физический механизм. Рабочие уровни в П. л. обычно принадлежат энергетич. зонам, т. е. областям сплошного спектра энергетич. состояний, а активными частицами лазерной среды являются свободные носители заряда. Накачка обеспечивает поступление избыточных электронов в зону проводимости и избыточных дырок в валентную зону (напр., оптич. накачка порождает избыточные пары носителей — электронов и дырок — за счёт межзонного поглощения см. в ст. Полупроводники). Время свободного пробега носителя обычно мало (Ю И — с) вследствие быстрых процессов внут- [c.52]

Если учесть, что характерное время свободного пробега частицы между двумя последовательными соударениями много меньше, чем характерное время изменения Е( ), то для определения характеристик диффузионного оператора в (1.5) достаточно рассмотреть укороченное уравнение (2.1) [c.440]

Допустим, что газ настолько разрежен, что длина свободного пробега молекулы А много больше радиуса действия межмолекулярных сил и соответственно время свободного пробега г много больше времени взаимодействия двух молекул tq. Так как длина свободного пробега имеет порядок величины 1 / пг , где п — плотность числа молекул, то критерий применимости этого приближения имеет вид 1 / пг Го или п Го" . [c.452]

Среднее время свободного пробега 81 [c.293]

В этой ячейке снова разыгрывается время свободного пробега и т. д. Выбранная пробная молекула прослеживается таким образом до тех Пор, пока она не выйдет через одну из границ. Тогда выбирается [c.309]

Так как, согласно приведенным выше формулам, за время свободного пробега т произойдет в среднем возрастание телесного угла, характеризующего неопределенность направления [c.177]

Формула (10.4) описывает интенсивность излучения в течение промежутка от отдельного атома. Одновременно другие атомы также излучают, причем их времена свободного пробега распределены в соответствии с (10.1). Поэтому для нахождения спектрального состава полной интенсивности излучения от всех атомов надо (10.4) усреднить по с учетом (10.1) [c.70]

В однородном по составу газе столкновения перемешивающие частицы разных скоростных групп идут с участием всех частиц, находя1цихся в объеме V. Поэтому время установления равновесия, а, стало быть, и время свободного пробега, которое его определяет, в этом случае будет общим для всех них. Оно не будет (или почти не будет) зависеть от скорости данной частицы. От скорости будет зависеть длина свободного пробега X = т о,-. [c.197]

В зависимости от внешних условий и свойств излучающего атома преобладать может либо та, либо другая причина уширения. При достаточно низких давлениях основную роль играет допплеровское уширение в видимой области спектра Асод a 10 с (Т = 500 К, атомный вес 20). Естественная ширина обычно значительно меньше ( 10 " ). Поэтому для ее изучения Вин и применял в качестве источника света атомный пучок (каналовые лучи, см. 158). Понятно, что уширение из-за неупругих столкновений и фазовой модуляции увеличивается с ростом давления, так как при этом сокращается время свободного пробега. Обычно уширение из-за столкновений становится заметным при давлениях, превышающих 10 мм рт. ст., и начинает преобладать при давлениях порядка атмосферы. [c.741]

Время свободного пробега представляет собой время релаксации, т. е. время возвращения системы электронов на неравновесного состояния (например, при включении внешнего поля) в равновесное. Чисто физически понятно, что будет существовать разброс по величине свободного пробега, а потому не оовсем ясно, что необходимо понимать, когда говорят о дрейфовой окорости. Длины свободного пробега, времена овободного пробега будем рассматривать далее как случайные величины. Поиск функции распределения времен овободного пробега будем осуществлять, следуя правилам 1) вероятность испытания электроном столкновения в интервале времени (11 пропорциональна величине интервала (11 2) вероятность столкновения в единицу времени не должна зависеть от времени. [c.129]

Выражение (3.31) справедливо при значениях напряженности поля Е, не превышающих некоторое критическое значение Е р, т. е. при Е<Екр, при которых подвижности носителей заряда не зависят от напряженности электрического поля и остаются постоянньпии. При Е>Е р носители заряда приобретают за время свободного пробега между столкновениями дрейфовую составляющую скорости, сравнимую со скоростью теплового движения и. При этом происходит насыщение скорости дрейфа, она перестает возрастать вследствие увеличения числа столкновений в единицу времени. Поэтому при Е>Е с ростом напряженности подвижность уменьшается, эта зависимость выражается эмпирической формулой [c.60]

Д. ф. и ее обобщения находят применение для описания высокочастотных и магнитооптич. свойств металлов и полупроводников. Это связано с тем, что Д. ф. может быть выведена и па основании совр. представлений о движопии электронов в кристаллах (см. Бло-ховские электроны). При этом ряд величии, входящих в выражения (1) и (2), приобретают смысл, отличающийся от того, к-рый им придавал Друде, т заменяется эффективной массой электроиа т, а время свободного пробега т определяется столкновениями не с периодически расположенными ионами кристаллпч. решётки, а с нерегулярностями, присущими каждому кристаллу (с дефектами решётки, с фононами и т. п.). [c.21]

При попижеиии темп-ры времена свободного пробега X квазичастиц в Не И возрастают. При этом гидродинамич. ПЗ переходит в вы сокочасто т-п ы й ПЗ — слабозатухающие волны плотности на частотах ы>1/т. [c.70]

В К. ф. используется существ, различие времён релаксации в неравновесных процессах (иерархия времён релаксации), напр, для газа из частиц или квазичастнц время свободного пробега значительно больше времени столкновения между частицами. Это позволяет нерейгн от полного описания неравновесного состояния ф-цией распределения по всем координатам и импульсам к сокращённому описанию при помощи ф-ции распределения одной частицы по её координатам и импульсам. [c.354]

Если время свободного пробега электронов xej, — О, то усреднённая скорость электронной компоненты оказывается соизмеримой со скоростями тяжёлых компонент, и поэтому, учитывая малую массу электронов, во мя. случаях течение электронной компоненты можно считать безынерционным, а саму её — находящейся в кваэистатич. состоянии. В результате ур-ние движения для электронов принимает вид обобщённого закона Ома [c.132]

Здесь 2 — заряд иона, Л — кулоновский логарифм, В случае полностью ионизованной плазмы проводимость зависит только от темп-ры, возрастая пропордись вально TJ, и не зависит от концентрации плазмы. Это объясняется тем, что время свободного пробега [c.132]

В газах процесс установления равновесия определяется длиной свободного пробега I и временем свободного пробега Тпр(ср. расстояние и ср время между двумя последовательными столкновениями частиц). Отношение 1/г р равно по порДдку величины ср, скорости частиц (по абс. значению). Величины I и х р малы по сравнению с макроскопнч. масштабами дл1шы и времени. С др. стороны, для газов время свободного пробега значительно больше времени столкновения частиц Ч (т пр Хс). Только при этом условии Р. определяется лишь парными столкновениями частиц (см, также Кинетическая теория еааов). [c.327]

Здесь т — время свободного пробега носителей заряда (время релаксации импульса), т — их эфф. масса. Для электронов А< О, для дырок Лд > 0. Существует приближённое соотношение между А д ,константой Холла Л (см. Холла аффект) и уд. проводимостью а [c.391]

В случае более плотной плазмы во мн. случаях оказывается эффективным гибридное приближение, при к-ром динамика тяжёлых частиц описывается с помощью кинетич. ур-ний (как правило, без учёта упругих столкновений), а динамика электронов—гидродинамическими ур-ниями. Оно справедливо, если время свободного пробега ионов Ti To, = i/i i — времени жизни ионов в системе (L—характерный масштаб неоднородности), а время свободного пробега электронов г,, Хое—времени жизни электронов в системе. Гибридное приближение использовалось ещё в 1920-х гг. И, Ленгмюром и Л. Тонксом. В последующем оно применялось, в частности, при анализе плазмооптических систем [4 ] и обтекания спутников ионосферной плазмой [5]. [c.113]

Исследование Ц. р. в металлах имеет большое значение для теории металлов. Он позволяет определить форму и размеры ферми-повсрхности, времена свободного пробега носителей, электрон-фононное взаимодействие и др. [c.432]

При составлении уравнений движения электрореологических сред в магнитных полях гидроопоры предполагаются следующие условия. Электропроводность среды однородна и изотропна во всем объеме действия и не зависит от напряженности магнитного поля Н. Это условие имеет место при loqt <С 1, где и>о — ларморова частота прецессии для ионизированных молекул рабочей жидкости, т — среднее время свободного пробега ионизированной частицы, электропроводность 7 достаточно велика е/4тг oj/j <С 1, где со — частота внешнего сигнала, е — относительная диэлектрическая проницаемость среды. При дросселировании электрореологической жидкости в магнитном поле возникает индукционный ток с плотностью [c.103]

Мы видим, что производная (ЗА.28) нронорциональна градиентам гидродинамических неременных. Поэтому уравнение (ЗА.22) можно решать методом последовательных приближений, раскладывая Sf в ряд по градиентам ). Малость градиентов означает, что процессы переноса происходят медленно. С другой стороны, благодаря столкновениям, неравновесная функция распределения релаксирует к локальному распределению Максвелла, т. е. поправка 6f стремится к нулю. Характерным временем релаксации для Sf является среднее время свободного пробега г >, так как оператор (ЗА.25) является не чем иным как линеаризованным оператором столкновений Больцмана. Если гидродинамические переменные мало изменяются за время порядка г >, то в уравнении (ЗА.22) можно пренебречь производной по времени, т. е. его можно решать в стационарном приближении. Мы ограничимся этим приближением и найдем Sf в первом порядке по градиентам гидродинамическим переменных ). Заметим, что в этом случае функционалом A[Sf] в уравнении (ЗА.22) также можно пренебречь, так как он соответствует членам более высокого порядка по градиентам [см. выражение (ЗА.24)]. [c.238]

Так как число столкновений пропорционально времени, то, принимая угол, образуемый двумя исходящими из одной точки конфигурационного пространства траекториями (геодезическими линиями соответствующего риманова пространства), за меру геодезического отклонения, получим, что это отклонение возрастает со временем по экспоненциальнолху закону. Действительно, за время свободного пробега т произойдет в среднем столкновение п молекул, и телесный угол, характеризующий неопределенность направления Здг-мерного вектора скорости, / X 2п [c.175]

Тот же результат можно получить несколько менее строго, определяя то время, в течение которого максимальный линейный угол 0, под которым видна область неопределенности, возрастет до 2ти. За время свободного пробега область неопре- [c.178]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...