Переменные дрейфовые

В линейных резонансных ускорителях частицы разгоняются прямолинейно переменным электрическим полем. Ускоряющая камера электронного ускорителя представляет собой волновод, Б котором возбуждается волна электрического типа, т. е. такая, у которой электрическое поле имеет компоненту, направленную по оси камеры. Фазовая скорость этой волны подбирается так, чтобы она все время совпадала со скоростью частиц, а частицы подаются в камеру в такие моменты, чтобы они все время сидели близко к максимуму электрического поля. Таким образом, сгустки частиц движутся на гребнях волн. Имеются и другие варианты линейных резонансных ускорителей. Например, у ускорителей протонов и других тяжелых заряженных частиц фазовая скорость волны может быть бесконечной. В этом случае в камеру вставляются металлические дрейфовые трубки, размеры и расположение которых таковы, что частицы прячутся внутрь трубок, когда поле направлено против движения. Трубки экранируют поле, так что внутри них частицы движутся свободно (рис. 9.1). В линейных ускорителях удается получать прирост энергии до 10—15 МэВ на метр длины. Теоретически можно, построив достаточно длинный ускоритель, получить пучок сколь угодно большой энергии. Практические ограничения связаны с конструктивной сложностью и высокой стоимостью длинных ускорителей. Линейный резонансный ускоритель является импульсным. Средний ток обычно составляет несколько мкА (иногда до 20—30 мкА), а ток в импульсе — до 50 мА. [c.471]

Дрейфовый механизм допускает большое разнообразие условий записи. Внешнее поле может прикладываться перпендикулярно к штрихам решетки или в другом направлении, быть постоянным или переменным, контакты у кристалла с электродами могут иметь омический или барьерный характер, кристалл может быть отделен от электродов диэлектриком и т. д. Все эти факторы влияют на эффективность записи. [c.12]

В дрейфовых переменных имеем [c.100]

Сущность дрейфового приближения состоит в переходе в кинетическом уравнении к медленно меняющимся переменным Н, = Эти величины вместе составляют пять независимых переменных, от которых зависит функция распределения. Элемент фазового объема в новых переменных имеет вид [c.310]

Перейдем к записи интеграла столкновений в дрейфовых переменных ). Отметим прежде всего, что акт столкновения [c.311]

Столкновения происходят лишь между частицами, проходящими друг мимо друга на прицельных расстояниях р, не превышающих радиуса экранирования а р а. Если р мало по сравнению с ларморовскими радиусами сталкивающихся частиц, то магнитное поле вообще не сказывается на процессе рассеяния, поскольку на таких расстояниях поле не искривляет заметным образом траекторий частиц. Описание таких столкновений в терминах дрейфовых переменных вообще не является естественным. Поэтому использование интеграла столкновений в этих переменных целесообразно лишь в условиях, когда по крайней мере для одной из сталкивающихся частиц Гд< а. [c.312]

Важное свойство интеграла столкновений в дрейфовых переменных состоит в том, что его добавление к кинетическому уравнению изменяет выражение для потока частиц (в обычном пространстве ) через функцию распределения. Чтобы убедиться в этом, запишем кинетическое уравнение в виде [c.313]

При ЭТОМ обычный импульс электрона р, через который и надо выразить дрейфовые переменные. Согласно (60,3—4), (60,8) имеем [c.316]

Обратимся к области II. Здесь естественными являются именно дрейфовые переменные и столкновение описывается как дрейфовое отклонение кружка, летящего в направлении Ь (ось г) [c.316]

Но в любой заданный момент система может находиться только в одном состоянии. Возникает важный вопрос. Предположим, что при / = О мы приготовили (или измерили) систему в некотором начальном состоянии и = и,-. Какова вероятность при >0 найти систему в другом, конечном состоянии Uf Ответ на этот вопрос позволяет дать зависящее от времени решение / и, 1) уравнения Фоккера—Планка с начальным условием / и, 0) = б и—ис). Если дрейфовые коэффициенты линейны по переменным, а коэффициенты диффузии постоянные, то такие решения могут быть найдены в явном виде даже для уравнений Фоккера—Планка в случае нескольких переменных. В конце этого раздела мы приведем результаты для уравнения Фоккера—Планка в случае одной переменной, а в разд. 10.4.1 сформулируем общую теорему. Если же дрейфовые [c.330]

Рис, 4. Схема ускорителя Видероа с дрейфовыми трубками 1 — дрейфовые трубки 2 — источник переменного напряжгния а — область действия электрического поля Е, 4 — пучок. [c.587]

Модель программы ПА-1 получается в случае, если область базы представить одной секцией модели Линвилла и пренебречь дрейфовыми составляющими токов перехода. Для статического режима получим распределение токов в базе (рис. 6.2,а). Здесь /э, /б, /к — токи через выводы эмиттера, базы и коллектора. Электроны, инжектируемые эмиттером и коллектором в базу, частично рекомбинируются в ней, образуя рекомбинационные токи, а частично достигают противоположного перехода. Здесь / э, /пк — общий электронный ток соответственно через эмиттерный и коллекторный переходы. Рекомбинация происходит во всей области базы. Параметры и переменные усредняются в пределах секции, поэтому рекомбинационный ток представляется в виде двух сосредоточенных составляющих /рек.э и /рек.к. Ток ПереНОСа /г = / э—/рек.э. Дырочная составляющая эмиттерного диффузионного тока /рэ не создает переноса носителей между эмиттером и коллектором, так как для основных носителей в базе р-типа переходы создают не пропускающий дырки потенциальный барьер. Поэтому ток /рэ полностью входит в ток базы. Сумму рекомбинационного /рек.э и дырочного тока /рэ обозначим /эд. Аналогично, /кд — сумма рекомбинационного /рек.к и дырочного тока /рк коллекторного перехода в зоне базы. Задачу получения математической модели транзистора можно сформулировать следующим образом — необходимо связать токи /г, /эд, /кд с напряжениями (по отношению к базе) на эмит-терном 7эб и коллекторном [/кб переходах. Представив эти токи как зависимые источники, можно от распределения токов в базе перейти к исходному варианту эквивалентной схемы. Дополнив статическую схему емкостями эмиттерного Сэ и коллекторного Ск переходов, сопротивлениями утечки переходов Яуэ, Яук и объемными сопротивлениями тел базы Гб и коллектора Гк, получим полную эквивалентную схему транзистора (рис. 6.4). [c.134]

Положим Е = Ео —где Ео — внешнее дрейфовое поле, и сохраним линейные по переменным величинам члены. Выражение для тока принимает вид j = ОоЕо — Оо ф + е хи Е — еШп Оо = e iNo. Первый член представляет собой стационарный ток, остальные — переменную составляюш ую тока. Считая, что ЕоНОУ и все величины - ехр (Аг/— oi), получаем из (5.2) и (5.3) систему однородных уравнений па амплитуды. Равенство нулю определителя дает комплексное дисперсионное уравнение, которое определяет дисперсию связанных колебаний, в частности частоту и поглош ение ультразвука. Проиллюстрируем это на примере кристалла гексагональной симметрии с и = О, О, и у, t) . Согласно (1.2.12) отличны от нуля компоненты а г, Dy, причем [c.74]

Интеграл столкновений в дрейфовых переменных был получен Е. М. Лиф-шицем (1937) для электронного газа н обобщен для плазмы С. Т. Беляевым (1955). [c.311]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...