Дебаевский радиус экранировки

Здесь - дебаевский радиус экранировки, [c.78]

Двухжидкостная модель 243 Дебаевский радиус экранировки 311 Дельта-коррелированный случайный процесс 152 [c.446]

Известно, что первый член выражения (1) недостаточно точно описывает взаимодействие между ионами лития в поле 2 s-электрона. Поэтому с учетом того обстоятельства, что на расстояниях порядка дебаевского радиуса имеет место экранировка ионов электронным облаком, выражение (1) для Sg-состояния можно представить в следующем виде [c.151]

Чтобы учесть экранировку, надо заменить в интеграле на (А + х )"1, где и = обратный дебаевский радиус, уже введенный в 4.1. При этом Де за вычетом константы будет выражаться формулой (П.46) с заменой 1п(2ро /Е) на 1п(2ро/Дх) при Йх< ро. Для нас будет важно лишь то обстоятельство, что обменное взаимодействие приводит к положительной добавке к скорости квазичастиц порядка [c.191]

Здесь угол 00 представляет собой минимальный угол, при котором справедлив кулоновский характер сил, использованный при выводе. Как мы видели выше, экранировка кулоновского поля имеет место на прицельных параметрах р порядка дебаевского радиуса а (см. начало этой главы). Следовательно, на основе <3.62) получим [c.64]

Решение. Ради упрощения будем, как и в 5, считать, что классический электронный газ движется на фоне однородного положительного компенсирующего заряда. Кулоновское взаимодействие Ф(г) = е /г имеет бесконечный радиус действия До, однако эффективная экранировка его на дебаевском радиусе (см. 5 гл. 5) позволяет ввести безразмерный параметр высокой плотности в виде [c.401]

Таким образом, функция h R) вблизи критической точки (но при в Ф 9с) имеет конечный радиус корреляции Де и в целом имеет структуру ограниченного дебаевской экранировкой кулоновского потенциала [c.358]

В слабоионизованном газе концентрации электронов и ионов весьма невелики. Однако они не распределяются равномерно по всему объему. Каждый нон стремится подтянуть к себе один нз электронов. В результате кулоновское поле иона экранируется. Конечно, не следует думать, что в экранировке поля иона участвует только один электрон. Как мы увидим, радиус экранирования велик по сравнению со средним расстоянием между ионами. Это означает, что в экранировке поля данного нона участвует большое число других нонов и электронов. Оценим этот радиус (так называемый дебаевский радиус). Обозначим его Ое. [c.41]

Этот результат был получен Дебаем (Р. Debye, 1923), радиус экранировки го = 1/ называется дебаевским, общий характер функции ip R) представлен на рис. 137 при R < 2го — бесконечное отталкивание, ip R) — - -оо при 2го < R < Го — кулоновский потенциал, (p R) = q/R — результат, который нам автоматически дает само уравнение Пуассона с точечным источником поля в точке R = 0 при R> Го — экспоненциальная экранировка поля, создаваемого зарядом д, обусловленная диэлектрической реакцией окружающего заряд ионизованного газа. Так как в рассматриваемом нами нерелятивистском случае в качестве заряда g может фигурировать какой-либо из ионов систем >г, g = е, то мы приходим к выводу, что эффективное поле, действующее меаду частицами Системы, как и предполагалось в общей посылке, имеет конечный радиус действия хаотически двигающиеся вокруг выбранного заряда другие ионы всем своим коллективом экранируют его поле, как бы насыщают взаимодействие отдельных частиц системы, сводя его до нуля при R > го. [c.316]

Экранировка кулоновского поля частицы в плазме происходит на расстояниях порядка величины дебаевского радиуса а. в классическом случае Xmin определяется как угол рассеяния при пролете на прицельном расстоянии а. Соответствующее изменение импульса 9 ее /аУотн (произведение силы ее /а на время пролета а/ отн) )- Разделив его на импульс получим Xmin I l/u M i oTH- Условие классичности рассеяния дается неравенством 1 ее / . отн 1 (см. III, 127). Таким образом, имеем [c.211]

Этот результат был получен Дебаем (Р. Debye, 1923), радиус экранировки называется дебаевским, общий характер функции ф( ) представлен на рис. 241 при R<2ro — бесконечное отталкивание, ф(. )= + оо при 2го<У <гд — кулоновский потенциал, (f) R)=qlR — результат, который нам автоматически дает само уравнение Пуассона с точечным источником поля в точке R= =0 при R>ro — экспоненциальная экранировка поля, создаваемого зарядом q, обусловленная диэлектрической реакцией окружающего заряд ионизованного газа. Так как в рассматриваемом нами нерелятивистском случае в качестве заряда q может фигурировать какой-либо из ионов системы, q= e, то мы приходим к [c.645]

Предположение об экранировке кулоновского взаимодействия частиц в плазме позволяет сохранить смысл интеграла столкновений Больцмана (или, что в известном смысле идентично, интеграла столкновений Ландау) применительно к кинетической теории газа заряженных частиц. Однако то, что радиус дебаевского экранирования кулоновского поля заряда определяется плотностью числа заряженных частиц, является указание.м на необходимость выхода за рамки представлений, положенных в основу вывода кинетического уравнения Больцмана, учитывающего лип1ь парные столкновения частиц. Такой выход получается при применении теории многих частиц, позволяющей не только обосновать обычную кинетическую теорию, но и построить аппарат, пригодный для анализа явлений, для которых кинетическое уравнение Больцмана оказывается непригодным. В настоящее время уже известен ряд таких явлений. Одно из них, связанное с эффектом дина-лсической поляризуемости плазмы и проявляющееся, с одной стороны, в экранировке кулоновского поля заряда, а с другой,— во взаимодействии заряженных частиц с колебаниями плалмы, мы и рассмотрим здесь. [c.232]

В выводе интеграла столкновений Ландау и в выводе интеграла столкновений Больцмана учитываются эффекты парного взаимодействия сталкивающихся частиц. Наличие всего коллектива заряженных частиц учитывается в эффекте динамической поляризации плазмы в интеграле столкновений Балеску — Ленарда. Однако все эти интегралы столкновений не учитывают влияния внешних сил и средних самосогласованных полей на акт соударения частиц. Естественно, что такое пренебрежение возможно в достаточно слабых полях, что имеет место часто, но отнюдь не всегда. В настоящее время хорошо изучен один случай неслабых полей, который мы и рассмотрим ниже. Именно, речь пойдет о влиянии сильного магнитного поля па соударения частиц. При этом магнитное поле существенно проявляется в закономерностях столкновений заряженных частиц тогда, когда характерные радиусы кривизны траекторий частиц в магнитном поле уже нельзя считать много большими радиуса действия сил. Иными словами, можно говорить о сильном магнитном поле, влияющим на столкновения заряженных частиц, если радиус гироскопического вращения электрона оказывается меньше радиуса дебаевской экранировки кулоновского поля. Последнее, например, для случая изотермической плазмы имеет место в условиях выполнения неравенства [c.276]

Дисперсия непосредственно связана со свойством экранировки внешних возмущений средой (например, с дебаевской экранировкой зарядов в плазме). Поэтому размеры солитонов характеризуются размерами экранировки и скоростью распространения. Если скорость уединенного возмущения совпадает со скоростью какой-либо линейной волны, то вместо экранировки происходит излучение. Этим объясняется, что размер солитона в диспергирующей среде тем меньше, чем сильнее отличается его скорость от скорости линейных волн, В некоторых средах скорость линейных волн очень мала (например, ионно-звуковые и альфвеновские волны поперек магнитного поля в плазме, волны Рос-сби в атмосфере). В таких средах возможны бегущие вихри малой амплитуды, в которых размер экранировки приближается к характерному размеру дисперсии (равному циклотронному радиусу ионов в плазме или размеру Россби во вращающейся атмосфере). [c.5]

В анизотропных средах кроме направления распространения волнового пакета имеется и другое вьщеленное направление. В случае плазмы это направление внешнего магнитного поля. В таких средах дисперсионные и дифракционные эффекты становятся неразличимыми. Появляются два механизма дисперсии один связан с эффектом дебаевской экранировки и действует только вдоль магнитного поля, другой обусловлен эффектами конечности ларморовского радиуса частиц. Это хорошо видно на простом примере низкочастотных ионно-звуковых волн (частоты которых много меньше со /). В линейном приближении они описываются уравнением (1.14). Нелинейность, как и в предьщущем случае, можно найти в пренебрежении дисперсией. Считая, что пакет имеет блинообразную форму вдоль внешнего магнитного поля кг > [c.45]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...