Дрейфовый член

Корреляционные эффекты изменяют не только интеграл столкновений, но и дрейфовый член в кинетическом уравнении. Кроме обычного вклада от среднего поля (второе слагаемое в левой части уравнения (4.3.53)), присутствует дополнительный член, содержащий квазиравновесную корреляционную функцию [c.295]

В которых коэффициенты переноса и дрейфовые члены имеют вид [c.400]

Для этого напомним определение дрейфового члена (9.1.36), в котором среднее вычисляется по микроканоническому ансамблю с фазовым распределением (9.1.28). Используя также выражение (9В.4), пишем [c.274]

Дрейфовый член. Уравнение (6.5) можно записать в следующей форме [c.389]

Допплеровское уширение 72, 83 Дрейфовый член 389 Друде электронная теория 267, 416 Дырка 256, 258, 265, 295 Дюлонга — Пти закон 136, 155, 181, 267, 274 [c.444]

Последним членом, характеризующим наведенное магнитное поле можно пренебречь. Воспользуемся распределением, предложенным в работе [726], где признается существование дрейфовой скорости, но ее источник не найден [c.486]

В рамках кинетического подхода [205] этот процесс учитывается введением в уравнение эволюции плотности дислокаций члена, учитывающего дрейфовые потоки дислокаций = pD . вдоль плоскостей скольжения в направлениях j , = х,у (рис. 78) (р — плотность — дрейфовые [c.115]

Первый член в правой части уравнений (14.6.1) и (14.6.2) представляет собой дрейф под действием электрического поля второй член соответствует диффузии. Поскольку на электроны и дырки действует одно и то же поле, то дрейфовые токи пропорциональны соответствующим локальным концентрациям пир. [c.372]

Заметим, что знаки членов уравнений (14.6.1) и (14.6.2) таковы, что для основных носителей дрейфовый ток противоположен диффузионному току, тогда как для неосновных носителей оба эти тока текут в одном направлении. Действительно, из-за этого эффекта при высоких уровнях инжекции [c.372]

Отметим прежде всего, что при наличии электрического поля и градиента концентрации носителей плотность потока носителей можно представить в виде суммы двух членов, один из которых пропорционален полю дрейфовый ток), а другой — градиенту концентрации диффузионный ток) [c.221]

Вторая и, может быть, более важная особенность — это наличие вторых двух членов в выражении (2.48). Происхождение их также связано с образованием пар. Этн члены А и В приводят к появлению дрейфовой скорости междоузельных атомов, основой которой является различие частот скачков, соответствующих образованию или распаду пар. Указанные члены играют ту же роль, что и градиент коэффициента активности в феноменологической теории. Разумно поэтому попытаться построить феноменологическую теорию и провести сравнение. Следовательно, мы будем строить феноменологическую теорию, основываясь на предположении, что процессы образования и диссоциации пар влияют на величину диффузионного потока. Кроме того, предполагается, что поток подчиняется уравнению — = = 2,Ь1к д 1к/дх], где Цк — химический потенциал компонента К. [c.53]

Первый член уравнения определяется силой, необходимой для ускорения электрона. Второй член, содержащий т — среднее время между столкновениями электронов при дрейфовой проводимости, определяется силой, необходимой для сохранения движения электронов после столкновения. Сумма этих сил должна быть равна силе, с которой электрическое поле действует на электрон. Масса электрона т в приведенном выражении является эффективной массой, учитывающей скорость его движения в условиях взаимодействия с другими электронами и отличающейся от массы покоя изолированного электрона. [c.340]

Диффузия такого типа обьино происходит в плазме и называется амби-полярной диффузией. При этом первый закон Фика модифицируется путем включения дрейфового члена следующим образом [c.31]

Равновесие, описываемое ур-ниями (19—21), является ириближеиным, т. к. эти уравнения, вообще говоря, несовместимы с законом Ома (9) при и = 0. Это означает, что в действительности в равновесной конфигурации всегда имеются дрейфовые и диффузионные движения плазмы. Соответствующие скорости, однако, меньше тепловых скоростей, поэтому в ур-нии (.0) инерционный член p(ry)v можно не учитывать. В случае разреженной высокотемн-рной плазмы может представлять интерес ее удержание в течение времени, малого по сравнению со временем между столкновениями частиц. В этом случае компоненты тензора давления р, и р ц [см. ур-ние (12)] являются независимыми. Ур-иие равновесия можно записать в виде [c.56]

Это знаменитое уравнение Больцмана. Члены в его левой части обьгано называют дрейфовыми , а правая часть известна под названием столкновительного члена ). Если в качестве столкновительного члена использовать выражение [c.319]

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]

Такие волны называются потенциальными дрейфовыми. В этом пределе их скорость распространения вдоль магнитного поля со/Л больше тепловой скорости ионов даже в изотермической плазме. Поэтому в отличие от ионного звука дрейфовые потенциальные волны почти не испытывают затухания Ландау на ионах. Другая особенность состоит в том, что скорость распространения со/к становится меньше дрейфовой скорости. Как видно из (1.36), это приводит к изменению знака затухания Ландау. В результате наступает так называемая дрейфоводиссипативная неустойчивость [1.4, 1.5]. Амплитуда потенциальных дрейфовых волн растет, хотя энергия диссипирует. В некоторых случаях столкновительная диссипация превосходит затухание Ландау. Можно показать, что знак диссипативного члена пропорционален со—со . Отметим, что солитоны-вихри на этой моде, рассматриваемые в гл. 6, имеют скорость больше дрейфовой и поэтому не могут усилиться за счет этого эффекта. При /3 с уменьшением скорость распрос- [c.16]

Анализ уравнения (1.71) усложняется наличием членов, описывающих дрейфовые эффекты из-за неоднородности плотности и температуры. Однако качественно картина поведения желобковой неустойчивости с = О совпадает с ранее разобранным случаем Уравнение (1.71) не имеет комплексных корней при сощ , 1сор/ ) + Г . [c.24]

В дальнейшем для простоты Кп и Кр будем считать постоянными, а Ао, Ро равными нулю, что соответствует отсутствию шира магнитного поля и амбйполярного электрического поля. Кривизну невозмущенного магнитного поля можно учесть добавлением члена вида Эд (N + P) (g- безразмерная эффективная сила тяжести) в левую часть уравнения (6.47). Такой эффект учитывался в [6.16] для случая желобковых возмущений. В линейном приближении система (6.47)— (6.49) дает дисперсионное уравнение дрейфово-альфвеновских волн (1.38). В безразмерных единицах оно оно имеет вид [c.139]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...