Кинетические коэффициенты без магнитного поля

Вследствие этого сила тока высокоскоростных ионов, получаемого этим косвенным способом, сравнима с силами токов, обычно получаемых методами прямого ускорения с применением высокого напряжения. Более того, фокусирующее действие приводит к образованию очень узких ионных пучков (с диаметром поперечного сечения менее 1 мм), являющихся идеальными для экспериментального изучения процессов межатомных столкновений. Гораздо меньшее значение имеет вторая особенность метода, заключающаяся в применении простого и весьма эффективного способа корректировки магнитного поля вдоль траектории ионов. Это дает возможность легко добиться эффективной работы прибора с очень высоким коэффициентом усиления (т. е. отношением конечного эквивалентного напряжения ускоренных ионов к приложенному напряжению). Вследствие изложенного описываемый метод уже на его нынешней стадии развития представляет собой высоконадежный и экспериментально удобный способ получения высокоскоростных ионов, требующий относительно скромного лабораторного оснащения. Более того, проведенные опыты показывают, что этот косвенный метод многократного ускорения уже сейчас создает реальную возможность для получения в лабораторных условиях протонов с кинетическими энергиями свыше 10 эВ. С этой целью в нашей лаборатории монтируется магнит с площадками полюсов диаметром 114 см. [c.146]

Наконец, следует отметить, что при наличии магнитного поля Н уравнения движения симметричны по отношению к изменению знака времени только при одновременном изменении знака напряженности магнитного поля Н и принцип симметрии кинетических коэффициентов запишется при этом в виде [c.576]

Первый член в скобках формулы (426) отвечает дипольному электрическому, а второй — дипольному магнитному поглощению света частицей радиусом R. Для А1 при комнатной температуре оба члена становятся равными при R = Q А, тогда как в частице радиусом / = 18 А магнитный член составляет 90% от полного коэффициента поглощения. Указанные значения радиусов возрастают до 32 и 55 А соответственно, если в (427) подставить вместо Тоо эффективное время релаксации Тэф. Доминирующая роль вклада вихревых токов в поглощение света металлическими частицами диаметром 100 А вдали от плазменного резонанса (ИК-область спектра) показана также кинетическим расчетом отклика электронов проводимости на внешнее магнитное поле [910]. Вместе с тем численные предсказания формулы (426) остаются все же примерно в-10 раз меньше наблюдаемого поглощения света частицами А1 диаметром 50—500 А в области ИК-частот [911]. Предлагались различные объяснения этого разногласия (см. [8]), не дающие, однако, правильной размерной зависимости т( ). [c.294]

В отличие от кинетической теории, термодинамика необратимых процессов не дает никаких сведений о величине кинетических коэффициентов. В то же время методы термодинамики необратимых процессов применимы к весьма широкому классу явлений (химические реакции, фазовые переходы, кристаллы, тела в присутствии магнитных полей и т. д.). Кинетическая же теория в настоящее время удовлетворительно развита лишь для разреженных газов. [c.241]

Онсагер доказал, что если в описание системы не входят аксиальные векторы, например индукция магнитного поля, то матрица кинетических коэффициентов симметрична, т. е. [c.288]

Если к металлу приложено магнитное поле, то уравнения (6.24) сохраняют свой вид, но коэффициенты начинают зависеть от магнитного поля. Поскольку вывод принципа симметрии кинетических коэффициентов [23] использует симметрию уравнений механики по отношению к изменению знака времени, то надо учесть, что при такой замене магнитное поле меняет знак. Следовательно, [c.96]

Кинетические коэффициенты без магнитного поля [c.222]

Кинетические коэффициенты в присутствии магнитного поля [c.225]

В 60 будет рассмотрена удельная электропроводность металлов. Мы вычислим этот кинетический коэффициент в различных приближениях и результаты сравним с экспериментом. Мы покажем, что при определенных предпосылках можно использовать приближение времени релаксации. Дальнейшие кинетические явления мы рассмотрим в 61. При этом мы ограничимся рассмотрением закона Видемана —Франца и изменением сопротивления в магнитном поле. Наконец, в 62 мы дадим обобщающий обзор возможностей дальнейшего развития использованных здесь приближений. [c.230]

Такое уменьшение числа компонент тензора более высокого ранга из соображений симметрии важно и для теории явлений переноса, когда в анизотропной среде кинетические коэффициенты делаются тензорами. В магнитном поле соотношение между плотностью тока и электрическим полем может быть Записано в виде [c.383]

В силу принципа симметрии кинетических коэффициентов, при отсутствии магнитного поля тензор симметричен [c.13]

Полуклассическая модель позволяет предсказать, как в отсутствие столкновений меняются со временем координата г и волновой вектор к электрона ) при наличии внешних электрических и магнитных нолей. Такое предсказание можно сделать, исходя лишь из знания зонной структуры металла, т. е. вида функций < п(к), и не используя никакой дополнительной информации о периодическом потенциале ионов. В полуклассической модели функции < п(к)] предполагаются известными, и метод их расчета не указывается. Цель модели состоит в установлении связи между зонной структурой и кинетическими характеристиками (т. е. реакцией электронов на приложенные внешние поля и градиенты температуры). Она применяется для расчета кинетических коэффициентов по заданной (вычисленной) зонной структуре, а также для определения свойств зонной структуры но наблюдаемым кинетическим характеристикам ). [c.220]

Это свойство выражает собой принцип симметрии кинетических коэффициентов в присутствии магнитного поля. В данном случае оно оказывается автоматическим следствием наличия всего одного вектора Ь, с помощью которого строится тензор Ka . [c.63]

Кинетические коэффициенты плазмы в сильном магнитном поле [c.295]

Наконец, поскольку мы не имеем в виду вычислять независящие от магнитного поля продольные кинетические коэффициенты (оц, Х , Т1 ), то можно считать все термодинамические величины плазмы зависящими лишь от координат в плоскости, перпендикулярной направлению В. Обозначив оператор. дифференцирования в этой плоскости посредством Vx> напишем, таким образом, кинетическое уравнение в виде [c.298]

Подобно тому, как это делалось в 59 при вычислении кинетических коэффициентов плазмы в сильном магнитном поле. [c.429]

Соотношения взаимности для кинетических коэффициентов были впервые получены Опсагером [133]. Он исходил из гипотезы, что затухание равновесных флуктуаций происходит так же, как и релаксация неравновесных средних значений, и использовал инвариантность уравнений движения частиц относительно обращения времени и магнитного поля ). Соотношения Онсагера играют исключительно важную роль в теории необратимых процессов. На них фактически основана вся неравновесная термодинамика (см., например, [70]). Как мы видели, в статистической механике эти соотношения выводятся из свойств симметрии корреляционных функций и функций Грина. [c.365]

Трусделл, 1962) было высказано предположение, что во втором приближении матрица несимметрична (другими словами, по мнению Трусделла соотношения Стефана-Максвелла (2.3.29) не носят универсального термодинамического характера, а являются математическим феноменом, присущим лишь первому приближению теории Чепмена-Энскога). Позднее, в работе Макенфус, 1973) предпринималась попытка получить соотношения (2.3.28) из кинетической теории газов в любом приближении, но был сделан неверный вывод о том, что поправочные множители к бинарным коэффициентам диффузии (учитывающие высшие приближения при разложении возмущенных функций распределения отдельных компонентов в ряды по полиномам Сонина-Лаггера) зависят только от числа приближений теории Чепмена-Энскога и числа N (количество компонентов в системе), но не зависят от самих взаимодействующих компонентов кроме того не был получен явный вид этой поправки. Обобщенные соотношения Стефана-Максвелла и формулы для поправок к бинарным коэффициентам диффузии в любом приближении коэффициентов молекулярного переноса были выведены для частично ионизованных смесей впервые в работе Колесниченко, 1979) (в которой был рассмотрен предельный случай нулевого магнитного поля) и в работах Колесниченко, 1982 Колесниченко, Маров, 1982) (с учетом сильного магнитного поля, вносящего анизотропию в коэффициенты переноса). Там же была показана симметрия коэффициентов сопротивления в полном согласии с соответствующим результатом термодинамики необратимых процессов Колесниченко, Тирский, 1976). [c.99]

Уравнения магнитной гидродинамики были написаны в VIII, 51. При этом, однако, подразумевалось, что кинетические коэффициенты среды (ее вязкость, теплопроводность) не зависят от магнитного поля. В плазме для этого должны быть выполнены условия [c.291]

Вычисление остальных кинетических коэффициентов можно произвести в аналитическом виде в предельном случае сильных магнитных полей, когда (для каждого рода частиц) ларморова частота В этих условиях столкновения играют роль малой [c.297]

Исследуя в предыдущем параграфе кинетические коэффициенты плазмы в сильном магнитном поле, мы пользовались интегралом столкновений Ландау, что подразумевало выполнение неравенства Гве а (59,10). Покажем теперь, как можно освободиться от этого ограничения, т. е. получить формулы, пригодные и в случае полей, настолько сильных, что для элек вронов выполняется обратное неравенство [c.308]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...