Плотность зарядов средняя

Выше было показано, что электрон проводимости в кристалле описывается волной Блоха. Средняя плотность заряда — имеет одно и то же значение в каждой ячейке кристалла, так как ф-функция периодична с периодом решетки. Это означает, что пока сохраняется идеальная периодичность, электронная волна распространяется по кристаллу без затухания. Следовательно, в идеальном кристалле электроны, находящиеся в зоне проводимости, обладают бесконечной длиной свободного пробега. Нарушения идеальной периодичности приводят к тому, что функция Блоха перестает удовлетворять уравнению Шредингера, т. е. возникает рас- [c.249]

Поскольку в D-состоянии распределение плотности заряда не является сферически симметричным, то при нецентральных силах дейтрон должен обладать ненулевым квадрупольным электрическим моментом. Как мы уже знаем из 1, квадрупольный момент дейтрона действительно не нуль, хотя и не очень велик. По величине квадрупольного момента можно оценить вклад D-состояния в дейтроне. Расчеты показывают, что доля D-состояния в дейтроне составляет примерно 4%, т. е. дейтрон в среднем 4 минуты из 100 находится в D-состоянии. [c.176]

На рис. 93, где приведено распределение плотности заряда в ионе Rb+ ло Хартри, пунктирными линиями нанесены средние плотности зарядов, соответствующие отдельным электронам Is, 2s, 2р, Зр и 3d. Как видно, максимумы суммарной кривой обусловлены наличием групп электронов с одинаковыми главными квантовыми числами — это отвечает предположению [c.205]

Рис. 96. Распределение средней плотности заряда в атоме аргона по методам Томаса — Ферми (сплошная линия) и Хартри (пунктирная линия).

С помощью метода Томаса — Ферми можно вычислить полную энергию ионизации атома, т. г. энергию, необходимую для удаления всех электронов из нейтрального атома, путем вычисления электростатической энергии распределения для плотности зарядов в атоме. Искомая полная энергия будет равна половине этой электростатической энергии, так как для системы частиц, взаимодействующих по закону Кулона, средняя кинетическая энергия равна средней потенциальной энергии, взятой с отрицательным знаком. Расчет дает, что полная энергия ионизации —W , выраженная в электрон-вольтах, равна [c.210]

Ф-лы (1,2) описывают зависимость радиуса ядра R и плотности заряда р(г) от Л в среднем и не учитывают индивидуальных особенностей строения ядер. Последние могут привести к нерегулярностям в изменении R. В частности, из измерений изотопических сдвигов энергий атомных уровней следует, что иногда радиус ядра может даже уменьшаться при добавлении д х нейтронов (напр., радиус ядра Са меньше радиуса Са). Измерение изотопич. сдвигов уровней атомов и мезоатомов дало возможность оценить изменение радиуса ядра в возбуждённом состоянии, Как правило, по мере возбуждения ядра его радиус увеличивается, но незначительно (доли %). Имеющиеся данные свидетельствуют о том, что распределения протонов и нейтронов в ядре практически одинаковы. Но в тяжёлых ядрах из-за больших кулоновских сил и связанного с ними избытка нейтронов радиус распределения нейтронов может немного превышать радиус распределения заряда (нейтронное гало). Подобное гало может возникать также в лёгких ядрах, перегруженных нейтронами ( Li). [c.686]

Поскольку Jpg по определению есть плотность заряда ре, умноженная на среднюю дрейфовую скорость дырок в направлении Z (т. е. плотность дырочного тока), то, согласно уравнению [c.329]

Внешнее поле индуцирует плотность заряда (г, ), так что средняя напряженность электрического поля в системе удовлетворяет уравнению [c.259]

Выразим (к,а ) через одночастичную матрицу плотности. Для этого сначала запишем очевидное соотношение для средней плотности заряда [c.260]

Среднюю плотность заряда [c.329]

Расчеты, проведенные при помощи формулы (П1,24), дают заниженные значения силы адгезии. Причины этого заключаются в том, что поверхностная плотность заряда q является некоторой средней величиной. Фактически имеет место дискретная и неоднородная структура двойного слоя, а контактирующие поверхности не являются идеально гладкими. Последнее обстоятельство приводит к тому, что величина Н , входящая в уравнения (111,23) и (111,25), является тоже средней величиной, характеризующей расстояние между обкладками двойного слоя. [c.115]

X 10 см . Это число соответствует среднему значению плотности зарядов, участвующих в формировании когезионной связи на расстояниях примерно до 1,5 нм. Фактическая плотность зарядов оказалась равной порядка 20—30 ед. СГСЭ на 1 см , что соответствует величине равной (4 6) -10 см . [c.131]

В самом деле, опыт показывает, что свет распространяется в воздухе, стекле и многих других веществах в значительной мере так же, как и 6 вакууме, т. е. макроскопически эти вещества представляются непрерывными и однородными. Непрерывными представляются и поля распространяющихся в них электромагнитных волн. Поэтому интерес представляют средние значения характеризующих вещество физических величин, таких, как плотность заряда или плотность тока, и средние значения напряженностей электромагнитных полей. Усреднение должно производиться по элементам объема, содержащим макроскопически большое число атомов или молекул, т. е. большим по сравнению со средним расстоянием между частицами. В то же время линейный размер этих элементов объема должен быть много меньше характерного размера макроскопических неоднородностей, мерой которых может служить длина электромагнитной волны. Удовлетворяющие таким условиям элементы объема принято называть физически бесконечно малыми. [c.72]

Здесь Я = —уд. проводимость тела. Вектор плотности электрического тока равен по величине количеству электричества, проходящего в единицу времени через единицу площади, перпендикулярной к направлению движения электричества. Если сг обозначает заряд единицы объема, т. е. объемную плотность заряда, а V— среднюю скорость движения электрич. зарядов в данном объеме, то плотность тока определяется как [c.231]

Рис. 2.33. Электронная плотность в окрестности средней точки между двумя ближайшими соседними атомами 51 в направлении [111]в кристаллической решетке. Сплошная кривая построена на основе наблюдаемых величин/ пунктирная кривая представляет собой суперпозицию рассчитанных для свободного атома плотностей заряда. Различие этих двух кривых обусловлено, с одной стороны, протяженностью распределений заряда в кристалле, а с другой стороны, избыточной кон центрацией заряда в химической связи [10]

Без учета гибридизации операторы равны либо нулю, либо единице, и задача по существу сводится к задаче о невзаимодействующих частицах. При учете гибридизации слагаемое, отвечающее кулоновскому взаимодействию, делает проблему существенно многочастичной. Ее, однако, можно решить в приближении самосогласованного поля. При рассмотрении состояния со спином вверх оператор п в кулоновском слагаемом мы заменяем его средним значением. Это приближение совершенно аналогично используемой при вычислениях зонной структуры замене кулоновского взаимодействия потенциалом, отвечающим средней плотности заряда всех других электронов. Тогда гамильтониан (5.36) для состояний со спином вверх принимает форму [c.542]

Ее график представлен на рис. 3.6, где Ро — плотность заряда в центре ядра, R i2 — расстояние от центра, на котором р = ро/2, а параметр а имеет размерность длины и характеризует толщину поверхностного слоя. По формуле для р (г) вычисляется радиус распределения заряда, средний квадрат которого равен [c.87]

Определение вероятности соотношением (1) естественным образом приводит к определению среднего значения любой физической величины. Предположим, что в системе, находящейся в состоянии I, интересующая нас физическая величина А принимает значение А 1). Здесь А может обозначать магнитный момент, энергию, квадрат энергии, плотность заряда в точке с радиусом-вектором г и любую ругую величину, которую можно наблюдать, когда система находится в каком-то квантовом состоянии. В этом случае среднее значение результатов наших измерений величины А для системы, характеризуемой вероятностями (1), определяется как [c.33]

Первый член в квадратных скобках—средняя плотность зарядов всех сортов ионов в облаке, а второй член—плотность заряда, локализованного (согласно условию) в точке г . Множитель 1/е выражает ослабление поля в диэлектрической среде (растворителе). [c.139]

Следует подчеркнуть, что разбиение иа электрические и магнитные величины происходит лишь в той мере, в какой мы рассматриваем поля, создаваемые заданными распределениями и движениями зарядов. В полной задаче, включающей рассмотрение движения зарядов под действием сил электромагнитного поля, такого разделения не происходит средние по времени плотность заряда и ток пе определяются только средними по времени полями. [c.259]

В заключение следует заметить, что высокая точность современных опытов по исследованию рассеяния быстрых электронов па ядрах позволяет не только определить средние размеры области, занятой протонами, но Н оценить распределение плотности заряда по ядру. Оказалось, что экспериментальные результаты лучше всего согласуются не с равномерным распределением заряда в ядре, а с раапределением вида [c.56]

Микроскопические теории. Теория Блоха, которая предполагает, что каждый электрон движется независимо в поле с периодическим потенциалом, обусловленным ионами и некоторой средней плотностью зарядов валентных электронов, дает хорошее качественное и в некоторых случаях количественное объяснение электрических свойств нормальных металлов, но оказывается не в состоянии объяснить сверхпроводимость. В большинстве попыток дать микроскопическую теорию сверхпроводимости учитывались взаимодействия, не входящие в теорию Блоха, а именно корреляция между положениями электронов, обусловленная кулоновским взаимодействием, магнитные взаимодействия между электронами и взаимодействия между электронами и фонопами. Хотя все эти взаимодействия, несомненно, должны учитываться полной Teopneii, изотопический эффект свидетельствует [c.752]

Лит. Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Электродинамика сплошных сред, 2 изд., М., 1982 Смит Я,, В е йи X.. Ферриты, пер. с англ., М., 1962. Ю. П. Ирхин. МАГНИТНАЯ СИММЕТРИЯ — раздел симметрии кристаллов, учитывающий специфику их магнитных свойств, а именно в М. с. принимается во внимание симметрия уравнений движения по отношению к операции обращения времени Л, под действием к-рой координаты всех точек кристалла остаются неизменными, а скорости меняются на противоположные. Соответственно, под действием операции R средняя по времени микроскопическая плотность заряда р(х, у, z), описывающая обычную (электрическую) структуру кристалла, не меняется, и кроме р рассматривается микроскопическая средняя плотность магнитного момента т [х, у, z) [или, что эквивалентно, тока(гг, у, г)], меняющая знак под действием В. Группой магнитной симметрии кристалла называется множество преобразований (пространственных и комбинаций из R и пространственных преобразований), оставляющих инвариантными функции р х, I/, а) и ш (х, у, z). Если представить операцию Я как замену чёрного цвета на белый, то магнитные группы совпадают с шубпиковскими группами симметрии и антисимметрии. [c.661]

Проведены [269] исследования электризуемости порошков при продувании их по медной трубке диаметром 40 мм и длиной 0,46 м. Для исследования были взяты наиболее распространенные минералы кварц, микроклин, кальцит, мусковит, биотит, гипс, роговая обманка. Заряд определен в расчете на удельную поверхность 1 г порошка, рассчитанную по геометрическому методу. В одной серии исследований была определена плотность заряда частиц при продувании их через медную трубку (при ф = 0°) воздушным потоком со средней скоростью 6 м/с (табл. IX, 2, данные в числителе) в другой серии при ссыпании частиц через ту же трубку, наклоненную под углом ф — 60° (данные в знаменателе). Как было установлено, при продувании частиц (из каждого минерала) их заряд с увеличением диаметра сначала растет, достигает максимального значения и затем снова падает. Сопоставление знаков и зарядов, обнаруживаемых при скольжении [c.295]

Таким образом, мы аидим, что р (г, I) является средней плотностью заряда системы заряженных частиц. [c.184]

Анализ показывает, что невозможно объективно определить геометрический размер дефекта по амплитуде сигнала входного преобразователя, так как последняя зависит не только от его глубины, но и от ширины раскрытия. В то же время наблюдается некоторое соответствие между шириной раскрытия дефекта п изменением нормальной составляющей поля рассеяния и ее производных по координате х. По длительности сигнала в первом приближении можно установить, к какому диапазону ширины раскрытия принадлежит дефект, к затем по амплитуде сигнала примерно оценить глубину дефекта данного класса. Для такой оценки целесообразно пользоваться эталонами дефектов различного типа в сталях контролируемой марки. По приведенным выше формулам можно определить зависимость магнитного поля дефектов от его геометретеских размеров, когда поверхностная плотность зарядов — постоянная величина. Абсолютное значение напряженности и градиента магнитного ноля находится в прямой зависимости от Магнитные заряды образуются не только на гранях дефекта, но и в прилегающих к ним областях. Б углах дефектов плотность магнитных зарядов повышена. В расчетах абсолютных значений напряженности магнитных полей дефектов следует использовать среднее значение о , полученное предварительно путем эксперимента на увеличенных моделях дефектов из испытуемого материала. [c.36]

Степень подогрева заряда А Г зависит от нагрузки, угловой скорости коленчатого вала и условий охланадения двигателя. Увеличение нагрузки сопровождается повышением средней температуры цикла, что увеличивает степень подогрева заряда. При увеличении угловой скорости коленчатого вала степень подогрева уменьшается. Очевидно, что подогрев снижает плотность заряда и тем самым уменьшает количество горючей смеси пли воздуха, поступаю-Ш.ИХ в цилиндр двигателя. По опытным данным величина ДГ для карбюраторных двигателей находится в пределах 10—40 , а для дизелей — в пределах 10—20°. [c.22]

В случае рассеяния электропов на средних и тяжелых ядрах такое приближение является хорошим, и ф-лой, обратной ф-ле (За), с успехом пользуются для опр( де-ления параметров распределения плотности заряда в ядре. При рассеянии электрона высокой энергии на нуклоне пренебрегать релятивистскими эффектами нельзя, и ф-лы (За), (36) имеют смысл только в сиец. лоренцовых системах координат, нанр. в системе центра масс. Поэтому связь ф-ций р к( ") и Р]( ]ч[( ) с реальными распределениями в нуклоне совершенно не ясна. Если в процессе рассеяния электрона нуклоном квадрат передаваемого импульса мал, то можно ограничиться двумя первыми членами ])аз-ложения ф-ций и по в точке д ==0. [c.464]

В простейшей теории плазменных колебаний в твердых телах, развитой Бомом и Пайнсом [36—38] и в ряде последующих работ, положительные ионы твердого тела заменяются однородно распределенным положительным зарядом с плотностью, равной средней плотности заряда электронов. Такая модель твердого тела называется моделью .желеъ. Валентные электроны и электроны проводимости рассматриваются как электронный газ, разрежения и сжатия которого относительно среднего значения приводят к продольным колебаниям. Плотность электронов в твердом теле порядка 10 см в отличие от малой плотности электронов [c.90]

Расчеты ионизационного равновесия показывают, что при каждой паре значений температуры и плотности в газе присутствуют в значительном количестве ионы только двух-трех зарядов (см. 7 гл. III). Каждый из этих ионов вносит свой вклад в непрерывное поглощение, участвуя как в связанно-свободных, так и в свободно-свободных переходах. Те же расчеты свидетельствуют о том, что в газе не слишком большой плотности потенциалы ионизации ионов, присутствующих в большом количестве, всегда гораздо больше, чем кТ. Например, в воздухе с плотностью в 100 раз меньшей, чем нормальная, средний потенциал ионизации ионов I (соответствующий ионам со средним при данных температуре и плотности зарядом) примерно в И раз больше, чем кТ. Следовательно, кванты с энергиями /IV, в 3—5 раз превышающими кТ, которые играют главную роль в переносе лучистой энергии, поглощаются не с основного, а с возбужденных уровней ионов. Как и в случае нейтральных атомов, это может служить основанием для перенесения на многозарядные ионы формул, выведенных для водородоподобных атомов. Более того, для многозарядных ионов приближение водородоподобности является даже более оправданным, чем для нейтральных атомов, так как поле атомного остатка многозарядного иона тем ближе к кулоновскому, чем больше заряд остатка . [c.238]

Полученное для электропроводности выражение (7.48) поддается простой интерпретации. Естественно, что перемещающийся заряд пропорционален плотности заряда пе, мнол<итель е/т появляется потому, что ускорение заряда в данном электрическом поле Е пропорционально величине заряда электрона е и обратно пропорционально его массе т, а параметр т (его называют временем релаксации) характеризует время, в течение которого поле действует на свободный носитель заряда. (Мы предполагаем, что каждое последующее столкновение полностью стирает у электрона память о всех предыдущих, формируя, таким образом, среднюю, так называемую дрейфовую, скорость.) [c.273]

Пусть мы имеем диэлектрик (не обязательно в состоянии равновесия), который описывается (в данный момент времени) микроскопической плотностью заряда pmi ro (г) отражающей детальное атомное расположение электронов и ядер и являющейся источником быстро меняющегося микроскопического поля (г). Макроскопическое поле Е (г) определяется тогда как среднее [c.158]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...