Проводимость кулоновской плазмы

Проводимость кулоновской плазмы. Как пример вычисления временных корреляционных функций при помощи метода термодинамических функций Грина получим формулу для проводимости полностью ионизованной кулоновской плазмы в постоянном электрическом поле. [c.37]

В магнитном поле проявляется анизотропия проводимости в направлении, нормальном полю, проводимость уменьшается. В полностью ионизированной плазме проводимость поперек сильного магнитного поля примерно в 2 раза ниже, чем вдоль него. В газоразрядной плазме на заряженные частицы действуют кулоновские силы. При этом средняя энергия электронов оказывается значи- [c.234]

Прежде чем приступить непосредственно к вычислению проводимости, сделаем одно замечание. Мы отмечали а параграфе 5.1. первого тома (см. также приложение 5Б), что в теории электропроводности могут встретиться два предельных случая. В адиабатическом пределе средний импульс носителей заряда релаксирует значительно быстрее, чем устанавливается равновесное распределение частиц по энергиям или, как говорят, происходит термализация в системе. Такая ситуация возникает, например, в полупроводниках, когда концентрация электронов проводимости и дырок мала, а средний импульс носителей заряда быстро релаксирует из-за их упругого рассеяния на примесных атомах. Как мы видели в приложении 5Б, в адиабатическом пределе необходимо рассматривать процесс релаксации всех моментов одночастичной функции распределения, поскольку упругие процессы рассеяния сами по себе не приводят к установлению равновесного распределения частиц по энергиям. Относительно проще обстоит дело в изотермическом пределе, когда характерное время термализации носителей заряда значительно меньше времени релаксации их полного импульса. В этом пределе достаточно рассматривать лишь процесс релаксации первого момента одночастичной функции распределения, т. е. среднего импульса. В плазме ситуация близка к изотермической, поскольку сильное кулоновское взаимодействие между электронами быстро приводит к термализации электронной подсистемы. Важно подчеркнуть, что само по себе это взаимодействие не меняет полный импульс электронов, который релаксирует только за счет взаимодействия между электронами и ионами. Из-за эффектов экранирования в плазме электрон-ионное взаимодействие является относительно слабым и может быть учтено а рамках теории возмущений. [c.38]

Спектральные и энергетические характеристики импульсных ксеноновых ламп определяются физическими свойствами ксеноновой плазмы — ее излучательной и поглощательной способностью, удельной внутренней энергией, электрической проводимостью и т. д., которые мы рассмотрим ниже. Однако вначале сделаем одно замечание. В большинстве случаев ксеноновые лампы в лазерах используются в режимах (концентрация электронов —10 ° см" , температура Г (10—20)-10 К), когда плазма в них является слабо неидеальной, т. е. кулоновская энергия взаимодействия частиц сравнима с их тепловой энергией. В начальной стадии раз- [c.58]

В плазме пробеги частиц могут быть самыми разнообразными. При давлении порядка атмосферного в низкотемпературной плазме длина свободного пробега невелика (—1СГ см), хотя она и больше пробега в коиденсиров. средах. В высокотемпературной плазме длины свободных пробегов частиц очень велики. Так, напр., в токомаках длина свободного пробега —10 см при Не — см и Те — 10 кэВ. В этих условиях траектории заряж. частиц определяются преим. не столкновениями, а полями, существующими в плазме, и имеют очень сложный вид, а связь > с В теряет локальный характер (см. Переноса процессы). Такое отличие длины свободного пробега, а следовательно и свойств проводимости высокотемпературной плазмы ох низкотемпературной, объясняется тем, что сечение кулоновского столкновения заряж. частиц быстро надает (а длина свободного пробега растёт) с ростом относит, энерг ГИИ / сталкивающихся частиц [c.131]

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]

К собственно конвекционным Э. т. относятся в осн. токи в электронных и ионных пучках, транспортируемые или дрейфующие в вакуумных полостях. Для пучков с некомпенсированным пространственным зарядом расталкивающее кулоновское поле ограничивает длину транспортировки (если, конечно, не приняты надлежащие меры по его фокусировке внешними, а иногда и собственными полями). Однако магн. поле пучка всегда меньше собственного кулоновского электрич. поля и магн. самофокусировка пинч-эффект) возможна только при наличии компенсации поля пространственного заряда (напр., электронные пучки в квазинейтральной плазме). При этом бывает уже совсем трудно отличить токи проводимости от конвекционных. При нек-рых значениях Э.т. пучка носители зарядов вмораживаются в собственное магн. поле Э.т. и транспортировка пучка прекращается. Этот Э.т. наз. предельным током Альвена /д. Для сплошного пучка /aSs/оУР, где = y = l-p ) м—скорость носителей. Для электронов величина / =тс /е=17,04 кА и является одним из универсальных характеристических значений Э.т., выражаемых через фундаментальные постоянные. Это Э. т., равный изменению заряда на величину е за время t=r j , где —классический радиус электрона. Ток /о фигурирует во всех выражениях, описывающих поведение интенсивных электронных пучков, и в принципе является исходной единицей Э. т. в соответствующей безразмерной системе единиц. Я. Ф. Кова.гёв, М. Л. Миллер. [c.515]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...