Вероятность перескока

Очевидно, VTO частота перескока пропорциональна вероятности перескока [c.202]

Наложение внешнего однородного поля вдоль оси л изменяет зависимость U(x). Потенциальная энергия иона в этом поле должна изменяться с расстоянием линейно. Таким образом, кривая V (х) представляет собой результат наложения зависимости, изображенной на рис. 8.5, и наклонной прямой (рис. 8.6). Из рис. 8.6 следует, что вероятность перескока иона из положения / в положение 2 увеличивается, а вероятность обратных перескоков уменьшается. Это происходит потому, что за счет наложения поля потенциальный барьер в первом случае уменьшается на AL/, а во-втором — увеличивается на AU. Если заряд иона равен е, то AU= =еЕд/2. Естественно, что число перескоков в единичное время в направлении J- 2 теперь больше, чем в обратном направлении. В результате этого в диэлектрике устанавливается асимметричное распределение зарядов, т. е. создается некоторый дипольный момент. [c.285]

Здесь вероятность перескока [c.362]

За малое время т может произойти скачок с вероятностью ат + О (т), причем задано распределение вероятностей для скачка вероятность перескока из точки х на участок 1у, у + dy) (при условии, что скачок происходит) равна / (х, у) dy Q (г/) [c.278]

Здесь И о= 10 - — частота колебаний атома в потенциальной яме S порядка энергии связи, рассчитанной на одну частицу S Поэтому все процессы в Т. т., сопровождающиеся переносом вещества (диффузия собственных и чужеродных атомов), идут сравнительно медленно. Только вблизи скорость этих процессов велика. Коэф. диффузии, пропорц. W, существенно зависит от состояния кристаллич. решётки. Пластич. деформация обычно разрыхляет кристалл, снижает энергию связи, потенц. барьеры, разделяющие равновесные положения, и поэтому увеличивает вероятность перескоков атомов, увеличивает коэф. диффузии D. [c.46]

Следует отметить, что вследствие случайных колебаний частиц для твердого тела также существует определенная вероятность перескока частицы из стационарного узла в решетке в некоторое другое положение (именно этим объясняется образование вакансий и междоузлий в идеальной решетке, а также диффузия в твердых телах), однако эта вероятность чрезвычайно мала. Идеальной решетке (колебания частиц [c.44]

Применительно к полимерам условие Максвелла, полученное им из Д Ругих соображений, сохраняет смысл и с современной точки зрения. Деформация истинного течения полимера под воздействием фиксированной нагрузки пропорциональна числу совершившихся перескоков сегментов молекул. Чем больше действующее усилие, тем больше вероятность перескока сегмента в новое положение в результате тепловых флюктуаций. Положения сегментов и молекул в целом относительно других молекул различны, различны и силы взаимодействия между ними, но статистически на каждый момент времени в среднем должна иметь место одна и та же картина. Следовательно, должна быть пропорциональна нагрузке как скорость деформации истинного течения, так и ее величина. [c.39]

В настоящее время имеются лишь некоторые результаты для одномерного металла, т. е. атомарной цепочки (см. [95]), и для квазиодномерного металла, т. е. совокупности цепочек с малой вероятностью перескока. Для трехмерного металла известен экспериментальный результат [96], что в металлических стеклах при высоких температурах, когда длина пробега становится порядка Х = изменение сопротивления отклоняется от закона р сч Т" и выходит на насыщение. [c.199]

Эту идею лучше всего проиллюстрировать на искусственной модели, приведенной на рис. 7.4, в которой потенциал решетки изменяется только вдоль одного направления, перпендикулярного магнитному полю Н, В реальном пространстве электрон движется по цепи из круговых траекторий вдоль направления, перпендикулярного Я и направлению изменения потенциала. Вероятность перескока с одной круговой орбиты на другую в точках их пересечения определяется вероятностью МП, и цепочку связанных орбит можно считать подобной электрической цепи со специфической структурой уровней энергии, которым отвечает электронная волна, распространяющаяся по сети. [c.404]

Рассмотрим, следуя Френкелю, диффузию атомов по вакансиям. Допустим, что в кристаллической решетке рядом оказались атом и вакансия, как показано на рис. 6.19. Вследствие достаточно большой флуктуации энергии атом может перескочить в соседнюю вакансию, находящуюся справа. После такого перескока, являющегося элементарным актом самодиффузии, вакансия переместится влево на одно элементарное межатомное расстояние б. Вероятность перехода атома из узла в вакансию определяется выражением (6.108). Очевидно, что она должна быть обратно пропорциональна времени т оседлой жизни атома (вакансии) в узле, тогда [c.200]

До сих пор мы говорили, в основном, о движении вакансий по кристаллу, которое связано с движением атомов. В отличие от вакансий, которая всегда рядом имеет атомы, сидящие в узлах, атом по кристаллу движется с меньшей скоростью. Это обусловлено тем, что атом для того, чтобы совершить элементарный скачок, должен еще некоторое время ждать , когда к нему подойдет вакансия. Вероятность того, что рядом с атомом окажется вакансия, очевидно, равна отношению числа вакансий п к обш,ему числу атомов в решетке N, а это отношение, как мы видели, равно концентрации вакансий п/М=ехр[ Еф/(квТ)]. Поэтому полная вероятность Р того, что одновременного рядом с атомом окажется вакансия и атом совершит перескок в эту вакансию, равна произведению вероятностей [c.202]

Однако зависимость у(Т) часто обусловлена не экспоненциальным ростом концентрации носителей, как в полупроводниках п ехр(-Ж/кТ), а ростом подвижности р схр(-ШкТ). Это связано с тем, что дрейфовая подвижность ионов мала и осуществляется путем их перескока с ловушки на ловушку, разделенных потенциальным барьером (так называемая прыжковая электропроводность). Вероятность таких тепловых перескоков прямо пропорциональна ехр(-ЖД Т). [c.99]

Если атом диффундирует, обмениваясь местами с вакансиями, то частота перескоков равна произведению двух величин вероятности того, что вакансия окажется в соседнем узле и вероятности обмена местами этой вакансии и атома. Первая величина равна атомной доле вакансий, N , а вторая — частоте перескоков вакансии со, поэтому [c.94]

Если примесь диффундирует по вакансионному механизму, то D (оЛ/с, т. е. коэффициент диффузии определяется вероятностью того, что среди ближайших соседей атома находится вакансия (Л/ — равновесная доля вакансий), и частотой перескока атома в эту вакансию (ш). При теоретическом обсуждении вопроса о том, насколько отличаются эти величины для растворенного атома и растворителя и для различных растворенных атомов, обычно рассматриваются два эффекта фактор размера (разница атомных радиусов) и фактор валентности [65]. [c.108]

ГИЙ активации перескока колеблющейся частицы из одной, менее равновесной ячейки, в другую, более равновесную. Отмечается, что вероятность попадания частицы в дырку из-за столкновения со своими соседями мала. [c.37]

Если данный атом имеет z ближайших соседних узлов, то вероятность образования вакансии в одном из них будет равна z-N- . Поскольку вероятность одновременного протекания двух независимых процессов определяется произведением их вероятностей, то, очевидно, частота перескока для атома, перемещающегося по вакансиям, будет равна [c.145]

Частота перескоков (число перескоков вакансии в секунду)— термически активируемая величина, пропорциональная частоте попыток V ( 10 ) и вероятности того, что при помощи теплового возбуждения атом сможет преодолеть потенциальный барьер [c.55]

М — число атомов в единице объема), п1 (х) — вероятность диффузионного перескока вакансии с плоскости х за единицу времени в соседний узел если при этом преодолевается потенциальный барьер Ду, то [c.50]

В области низких температур электроны и дырки, локализованные на диекретных уровнях, м огут перемещаться по кристаллу лишь путем прыжков (перескоков) с одного уровня на другой. Для преодоления потенциального барьера, разделяющего примесные атомы, требуется энергия активации. В случае малой концентрации примесных атомов расстояния между ними получаются большими, а поэтому вероятность перескока оказывается небольшой и значения подвижности (скорость дрейфа носителей заряда в электрическом поле с напряженностью 100 В/м) также очень малы. Прыжковую проводимость можно обнаружить лишь при настолько низких температурах, что концентрация свободных носителей заряда становится совсем небольшой (но при Т = 0 тепловая активация невозможна). Представление об изолированных атомах примеси оправдано лишь в том случае, если не перекрываются ни их силовые поля, ни волновые функции электронов, локализованных на этих уровнях. [c.120]

Основным видом теплового движения атомов в твердых телах является колебательное движение около положений равновесия с амплитудами, малыми по сравнению с постоянной решетки. Однако при достаточно высоких температурах оказываются заметными скачкообразные перемещения атомов на расстояния порядка постоянной решетки. Такие перемещения, многократно повторяясь, приводят к беспорядочному блужданию атомов по объему тела — диффузии. При определенных условиях, когда вероятности перескоков атомов в противоположных направлениях оказываются различными, на это беспорядоч-пое блуждание может накладываться и упорядоченное перемещение, преимущественно совершающееся в каком-нибудь направлении и приводящее к возникновению пап-равлеиного диффузионного потока атомов. [c.234]

Если расстояние делается очень большим, го абсолютная величина волновой функции посредине между ядрами становится пренебрежимо малой. Тогда для исех практических задач волновая функция молекулы может быть сведена к двум волновым функциям водородного атома, каждая с центром в одном из двух протонов. Только одно из этих двух состояний можно рассматривать как конечное состояние при большом расстоянии между ядрами, так как вероятность перескока электрона от одного ядра к другому очень мала. Квантопые числа атома и молекулы могут быть определены после простого вычисления в параболических координатах. Эти числа связаны между собой следуюихим образом главное квантовое число я конечного состояния выражается через я-, и с помощью следующего уравнения [c.272]

Прыжковая проводимость представляется как сумма вкладов всех отдельных прыжков. Отсюда вероятности перескоков в неполярных твердых телах (ограничение индексом / = 1) ив полярных твердых телах (включая = 2) могут быть получены как частные случаи. Можно явно выделить две температурные области в полярных твердых телах в зависимости от того, больше илп меньше энергия перескока энергпп оптического фонона. Области с различной температурной зависимостью проводимости находятся отсюда. [c.66]

Разобьем полупроводник на прямоугольные параллелепипеды (ячейки) АхАуАг, описываемые набором индексов к, I, т. В результате столкновений электроны могут совершать случайные перескоки между соседними ячейками. Отдельные перескоки считаются независимыми. Вероятность перескока электрона за интервал времени А1 равна аА1. Выясним, как вычислить а. Рассмотрим две соседние ячейки к, I, т) и ( + 1, I, т) с концентрациями электронов п к, I, т) и п(к + , I, т) соответственно. Поток частиц от (к, I, т) к к+, I, тп) равен [c.84]

Ясно, что в первом случае (рис. 11.5,6) представление о запрещенной зоне сохраняет точный смысл имеется область энергий, где плотность, состояний тождественно равна нулю. Предполагается, что таким энергетическим спектром обладают прозрачные некристаллические вещества. Во втором случае весь энергетический интервал Еу<Е<Ес заполнен дискретными уровнями, т. е. запрещенная зона в том смысле, как мы обсуждали ранее, здесь не существует. Тем не менее указанная область Ес—Е принципиально отличается от разрешенных зон. Так, электроны, локали- зованные здесь на дискретных уровнях, могут участвовать в переносе заряда только путем перескоков. При Т->0 К вероятность последних стремится к нулю, так что их вклад в электропроводимость полностью исчезает. В силу этого область энергий, занятую локализованными состояниями, также можно называть запрещенной зоной. [c.358]

Д — средняя длина перескока, считалось, что движение атома случайно, т. е. направления его последовательных перескоков равновероятны. При ваканснонном механизме это верно для вакансии в чистом металле (атомы одного сорта). Такой вакансии безразлично, с каким атомом обмениваться местами. Однако это не так для атома даже при самодиффузии. Если атом поменялся местами с вакансией, то для него вероятность на следующем этапе вернуться обратно больше, чем вероятность любого другого перескока. Поскольку обратный перескок возвращает атом в первоначальное положение, коэффициент диффузии при учете эффекта корреляции уменьшается и равен [c.107]

Молекулярно-кинетическая теория трения. В 1953 г. Шалло-мах предложил молекулярно-кинетическую гипотезу о природе трения. На основе этой гипотезы Г. М. Бартенев развил теорию трения резины и твердых полимеров (пластмасс). В соответствии с теорией Г. М. Бартенева каждая цепь высокополимерного материала при скольжении контактирует с микроповерхностью сопряженного тела некоторое определенное время, перескакивая затем в новое место. При наличии сдвигающей силы перескоки в направлении действия этой силы более вероятны, чем перескоки в других направлениях. Основные следствия из этой теории следующие [c.9]

Смотреть страницы где упоминается термин Вероятность перескока : [c.285] [c.362] [c.415] [c.539] [c.157] [c.112] [c.56] [c.99] [c.100] [c.143] [c.143] [c.144] [c.145] [c.145] [c.145] [c.228] [c.18] [c.129] [c.122] [c.80] [c.70] [c.126] [c.245]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...