Электроны во внешнем поле

Эффект Шоттки. Вывод о независимости / от F при F > О не совсем точен. Ускоряющее поле у эмиттирующей поверхности, действуя на электрон с силой F = —q% (рис. 8.7, б), совершает на пути X работу Fx = —q x и тем самым уменьшает потенциальную энергию электрона на Ьщ = q x. На рис. 8.8, б показана зависимость от X потенциальной энергии электрона во внешнем поле 1>с [c.214]

Электроны во внешнем поле [c.89]

Поставим перед собой задачу получить выражение для плотности электрического тока, возникающего в полностью ионизованной плазме под действием высокочастотного электрического поля. Говоря о высокочастотном поле, будем подразумевать, что частота электрического поля велика по сравнению с частотой столкновений электронов и ионов. Ограничимся относительно слабым электрическим полем, для которого амплитуда скорости осцилляций электрона во внешнем поле невелика по сравнению с тепловой [c.141]

Член О2 представляет взаимодействие (упомянутое выше) между ядерными моментами и магнитным полем токов, наведенных ларморовской прецессией электронов во внешнем поле Но, [c.171]

Неопределенность координаты обусловливает неопределенность потенциальной энергии электрона во внешнем поле [c.388]

В основу квантовых методов решения задачи о синхротронном излучении наиболее целесообразно положить уравнение Дирака для описания состояний электрона во внешнем поле. Как известно, волновое уравнение Дирака включает в себя описание релятивистских и спиновых свойств частиц. Располагая точными решениями этого уравнения, можно последовательно изучить поведение частицы в условиях высоких энергий, рассмотреть проблему излучения, взаимодействие с мощными электромагнитными [c.134]

Когда система находится во внешнем поле, на каждую частицу действует отличная от нуля сила Р. Собственно говоря, одно внешнее поле такого типа присутствует всегда—это поле тяжести с Р =тд. И если мы о нем не вспоминаем, это значит просто, что разные части системы находятся примерно на одной высоте. Для ионов в электролитах и электронов в металлах или полупроводниках таким полем может быть электрическое поле с Р = еЕ, где е—заряд частицы, Е — напряженность поля. [c.208]

Кроме орбитального квантового числа Л каждое электронное состояние характеризуется спиновым квантовым числом А, которое определяет мультиплетность этого состояния ( =25 + 1), т. е. число энергетических подуровней, на которое оно может расщепляться во внешнем поле при отсутствии орбитального вырождения. Мультиплетность уровня записывается в виде индекса у обозначения состояния, например означает уровень с Л=1, А=1. Состояния, для которых 5 = 0, называются синглетными (одиночными) состояниями, для которых 5=1,— триплетными (тройными). [c.242]

Рис. 18. Прецессия ор биты электрона во внешнем магнитном поле.

Добавочная энергия, которую электрон с магнитным моментом Iq приобретает в этом поле Н, такая же, как энергия магнитика с магнитным моментом jIq во внешнем поле Н, т. е, она равна скалярному произведению векторов Н и jiq [c.124]

IO Oм м , у хороших диэлектриков —меньше 10 Ом Отсюда следует, что наличие свободных электронов, способных перемещаться по объему всего кристалла, является хотя и необходимым, но еще недостаточным условием появления у тел высоких проводящих свойств. Чтобы сформулировать достаточное условие, рассмотрим с точки зрения зонной теории поведение во внешнем поле электронов, находящихся в целиком и в частично заполненных энергетических зонах кристалла. [c.153]

Рис. 3,2. Модельные представления об элементарных механизмах упругой поляризации (смещение электронной оболочки атома при >0, смещение ионов в решетке ионного кристалла, изменение ориентации упруго связанных диполей во внешнем поле)

Атом со сферически симметричным распределением электронного заряда помещен во внешнее поле Я. Показать, что индуцированный диамагнитный ток создает в точке, где находится ядро, поле [c.50]

Влияние поля на интеграл столкновений. В качестве примера применения квантовых кинетических уравнений для систем во внешнем поле, мы рассмотрим зависящую от частоты проводимость полупроводников, предполагая, что основным механизмом релаксации импульса электронов является их упругое рассеяние на примесях. [c.305]

Процесс образования электронов и ионов называется ионизацией, а газ, содержащий электроны и ионы, ионизированным. При прохождении электрического тока через газовый промежуток положительные ионы стремятся к отрицательному полюсу (катоду), а отрицательные — к положительному (аноду). При движении некоторые ионы и электроны, сталкиваясь между собой, нейтрализуются и образуют нейтральные атомы и молекулы. Процесс образования нейтральных атомов и молекул называется рекомбинацией. При рекомбинации образуется энергия в форме электромагнитных излучений. В электрическом газовом разряде при бомбардировке поверхности отрицательного полюса электрода (катода) ионами, воздействии на эту поверхность электромагнитных излучений, влиянии высокой температуры и приложении электрического поля с поверхности отрицательного полюса (катода) во внешнюю среду выходят электроны. Излучение с поверхности отрицательного полюса электронов во внешнюю среду называется электронной эмиссией. Таким образом, при дуговом разряде происходит образование ионов — ионизация газов с обратимым процессом — рекомбинацией и имеет место электронная эмиссия. [c.28]

Рис. 1.5. Спектр атома во внешнем поле линейной поляризации, i — основное состояние электрона в ато ме, п, т. — возбужденные состояния. Показаны возму щепные энергии состояний в зависимости от квадрата напряженности поля Е

Введение. Щелочные атомы занимают в определенном смысле промежуточное положение между атомом водорода и другими многоэлектронными атомами. С одной стороны, у щелочных атомов имеется лишь один электрон во внешней атомной оболочке. Энергия связи этого электрона примерно на порядок величины меньше энергии связи электронов из еле-дующей, заполненной оболочки. Соответственно следует ожидать, что при описании взаимодействия внешнего электромагнитного поля с щелочными атомами можно использовать (как и для атома водорода) одноэлектронное приближение. С другой стороны, наличие многоэлектронного остова приводит к тому, что поле, в котором движется валентный электрон, не является кулоновским при небольших расстояниях от его остова. Поэтому необходимо конструировать приближенные одночастичные волновые функции для валентного электрона. [c.126]

Отклонения от процесса образования многозарядных ионов в результате каскадной туннельной ионизации обусловлены рассеянием туннельного электрона, ускоренного полем излучения, на атомном остове. Рассеяние колеблющегося электрона атомным остовом трансформирует энергию колебаний в дрейфовую (поступательную) энергию электрона. Очевидно, этот процесс может происходить лишь при линейной (и близкой к линейной) поляризации излучения, когда при колебаниях во внешнем поле электрон [c.232]

Решение. Гамильтониан задачи Я(х, р, )=Яо(х, р)+ охЕ( ) содержит слагаемое Но, определяющее движение электрона во внешнем поле. Учитывая решение задачи 7.2.8, заключаем, что эволюция ф, / определяется гамильтонианом Н (ц>, I, t) = = сх(ф, /, i)E t). Из (8.1.7) находим, что ряд обрывается и даег точное решение [c.282]

Движение электронов во внешних полях, В металлах движение электронов в электрич. Л и магн. Н голях определяется квазиклассич, ур-ниями [c.92]

Эффект Франца — Келдыша заключается в наблюдаемом во внешнем электрическом поле размытии (сдвиге) края фундаментальной полосы поглощения полупроводников, благодаря чему становится возможным поглощение квантов света с энергией, меньшей ширины запрещснно ") зоны. Эффект обусловлен ошибкой в определении энергии электрона во внешнем поле (его косрдкиата нс мон ет быть определена), причем ширина полосы поглощения размывается ло Келдышу на вслмч ,ну [c.33]

Процесс колебаний электрона во внешнем поле можно описывать в рам ках классической механики, если амплитуда колебаний акол где г а, [c.72]

Теперь обратимся к неравенству кол < которое в развернутой форме имеет вид кол = Р/ш <С г ап = где кол — амплитуда колебаний свободного электрона в поле электромагнитной волны, а г ап — радиус возбужденного атома, т.е. радиус кеплеровой орбиты электрона в состоянии с 71 > 1. По сути дела, неравенство кол < означает, что амплитуда колебаний электрона во внешнем поле мала по сравнению с размером орбиты, по которой он движется вокруг атомного остова, т.е. кеплерово движение не разрушается внешним полем (рис. 10.6). Неравенство а л "С 71 можно переписать в виде ограничения сверху на напряженность поля Р <С 71 а . [c.277]

Решение. Гамильтониан задачи Я(х, р, 1) = Яо(х, р) + еохЕ( ) содержит слагаемое Яо, определяюш ее движение электрона во внешнем поле. Учитывая решение задачи 7.2.8, заключаем, что эволюция (р, I определяется гамильтонианом /, 1) = еох (р, /, )Е( ). [c.401]

Уже в классич. электродинамике возникла мысль о том (Дж. Томсон, Г. Лоренц), что собственное электрич. поле электрона Fg должно оказывать реакцию на электрон, когда он приводится в движение внешним полем F, и тем самым эффективно изменять его массу. Лоренц показал, что в ур-нии движения электрона тв х — F -i- (точка означает дифференцирование по времени), где то — нек-рая не связанная с собственным полем неэлектромагнитная масса, в первом приближении Fg принимает вид —orn х, где om — постоянная, зависящая от конкретного распределения заряда в электроне, в частности от радиуса электрона. Поэтому ур-ние движения можно записать в видо (то -h Ьт)х = F, или rrix — F, и Ьт приобретает смысл электромагнитной массы электрона, или нолевой массы, а т = та om — та эффективная, или полная, масса электрона, к-рую реально наблюдают, изучая движение электрона во внешн. поло. Т.о.,учет реакции собственного поля сводится к перенормировке ео массы вместо массы т голой частицы, к-рую она имела бы в отсутствие собственного электромагнитного поля, появляется фактически наблюдаемая масса. [c.608]

Величина т получила название эффективной массы электрона. Эффективная масса отражает влияние периодического потенциала решетки на движение электрона в кристалле под действием внешней силы. Из (7.96) следует, что электрон в периодическом поле к ристаллической решетки движется под действием внешней силы F в среднем так, как двигался бы свободный электрон под действием этой силы, если бы он обладал массой т. Таким образом, если электрону в кристалле вместо массы т приписать эффективную массу т, то его можно считать свободным и движение этого электрона описывать, так как описывается движение свободного электрона, помещенного во внешнем поле. Разница между т и т обусловлена взаимодействием электрона с периодическим полем решетки, и, приписывая электрону эффективную массу, мы учитываем это взаимодействие. [c.233]

Теперь обсудим вопрос об электрическом поле в случае полностью заполненных зон и его изменении во внешнем поле. В частично заполненных зонах энергетические уровни заполнены вплоть до некоторого fe,. меньшего я/а. Поскольку состояния с импульсами р и —р равновероятны и функция Vg имеет центр симметрии в начале координат, то число электронов с положительными и от-рицэтельными скоростями будет одинаково, и ток идти не будет. При включении внешнего поля сфера Ферми смещается, и это равенство будет нарушено. В результате и возникнет электрический ток. Ситуация изменится, если зона заполнена полностью. В этом случае вследствие периодичности Vg в А-пространсхце полный ток за счет всех электронов будет равен нулю, как до,, так и после включения поля. [c.93]

Сверхпроводники второго рода отличаются тем, что переход в сверхпроводящее состояние у них осуществляется не скачком, а постепенно. Для них характерны два критических значения магнитной индукции для температуры Т р < Т . Если магнигная индукция во внешнем поле начинает превосходить значение нижней критической индукции, то происходит частичное проникновение магнитного поля во всю толщину сверхпроводящего образца. При этом под действием силы Лоренца электроны в сверхпроводнике начинают двигаться по окружностям, образуя так называемые вихри. Внутри вихря скорость вращения возрастает по мере приближения к оси до тех пор, пока не достигнет критического значения и не произойдет срыв сверхпроводимости. По мере увеличения внешнего магнитного поля количество вихрей возрастает, а расстояние между ними сокращается. Когда оно станет соизмеримым с размером ку-перовской пары, практически весь объем перейдет в нормальное состояние и магнитное поле полностью проникнет в образец. К сверхпроводникам второго рода из чистых металлов можно отнести только ниобий Nb, ванадий V и технеций Те. [c.124]

Величину т ч.ашвгют эффективной массой электрона. Приписывая электрону, находящемуся в периодическом поле кристалла, массу т, мы можем считать этот электрон свободным и описывать движение его во внешнем поле так, как описывается движение обычного свободного электрона. [c.150]

Расписав подробно эти четыре уравнения, мы увидим, что они полностью совпадают с уравнениями (9.4.58), задающими бесконечно малое преобразсвпние Лоренца. При этом электрический вектор Е играет роль а, а магнитный вектор Н — роль Ь. Следовательно, движение вектора скорости электрона во внешнем электромагнитном поле можно рассматривать как непрерывную последовательность бесконечно малых првобразеваний Лоренца, причем компоненты этого преобразования задаются электромагнитным тензором Интересным предельным случаем является движение электрона в поле плоской волны. Здесь Е=Н и Е Н. Мы имеем здесь физическую реализацию того частного четырехпараметрического класса преобразований Лоренца, который разбирался раньше [см. (9.4.47—9.4.55)], когда все четыре собственных значения совпадали и три главные оси сливались в одну, лежаш,ую на нуль-конусе. [c.369]

Пользуясь уже описанным ранее классическим приближением (см. раздел 1.1) при записи условия ферромагнитного резонанса (шрез = = уНо), следует иметь в виду большую (порядка 0,1 Т в ферромагнетиках) [29] спонтанную намагниченность, которая приводит к большому резонансному поглощению (в 10 больше, чем в парамагнетиках). Кроме того, магнитные взаимодействия между электронами, участвующими в спонтанном моменте, создают сильные внутренние поля магнитной анизотропии. Это означает, что эффективное поле, а следовательно, и частота резонанса будут зависеть от симметрии кристалла, формы образца, характера расположения во внешнем поле Но кристаллографических осей кристалла. Существование отдельных областей (доменов) с различными направлениями самопроизвольной намагниченности в объеме образца заставляет работать в условиях резонансного насыщения, когда внешнее поле разрушает доменную структуру и в первом приближении можно весь образец представить как однодоменную структуру с однородной намагниченностью. Строго говоря, только поверхности второго порядка (сфера, эллипсоид, бесконечный круговой цилиндр и т. п.) не вносят неоднородности в общую намагниченность образца. Внутреннее магнитное поле в ферромагнетике (кроме указанной кристаллографической магнитной анизотропии) зависит как от величины, так и от ориентации внешних и внутренних упругих напряжений. Пере- [c.182]

Магнитные взаимодействия между электронами, участвующими в спонтанном моменте, создают сильные внутренние поля магнитной анизотропии, что ведет к зависимости эффективного поля, а следовательно, частоты регюнанса от симметрии кристалла, формы образца и характера расположения во внешнем поле // кристаллографических осей кристал.яа. [c.189]

Быстродействующие эффективные ПВМС созданы на основе эффекта Фраииа—Келдыша в полупроводниках. Он заключается в сдвиге электрическим полем края фундаментальною поглощения в область меньших энергий фотона [10]. Эффект обусловлен фототуниелирование.м и находит теоретическое объяснение на основе соотношения неопределенности для имиульса и координаты электрона (она не может быть определена) во внешнем поле Е- Связанные с этим изменения коэффициента поглощения а полупроводника иа частоте фогона о)о- соответствующей краю запрещенной зоны, составляют [c.121]

С формальной точки зрения движение электронов за счет фото-вольтаической ЭДС при т 1 можно описывать как движение электронов в некотором эффективном внешнем поле, и поэтому дрейфовый механизм записи информации за счет фотовольтаических эффектов практически эквивалентен процессу во внешнем поле. [c.13]

Таким образом, во внутреннем поле р -орбиталей, особенно при их спиновом расщеплении, происходит снятие вырождения d- o-стояний, аналогичное расщеплению энергетических термов d-электронов во внешнем кристаллическом поле или поле лигандов [43]. Это приводит к концентрации электронов, занимающих dxyz- или g-состояния, вдоль четырех направлений <М1> в виде электронных мостиков и к появлению направленного металлического взаимодействия положительно заряженных атомных остовов с электронным газом, концентрирующимся вдоль диагоналей куба, которое стабилизирует ОЦК структуру. . [c.26]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...