Ларморовский радиус

Силы заставляют заряженную частицу двигаться по так называемому ларморовскому радиусу г, который при энергии частицы W, эВ, равен для электрона [c.79]

Магнитное поле напряженностью Я искривляет путь частицы и заставляет двигаться ее по ларморовскому радиусу т с так называемой циклотронной или ларморовской угловой частотой [c.84]

Пучковый нагрев. Широко используются для Н. п. пучки атомов водорода (и его изотопов) с энергией от десятков кэВ до неск. МэВ. Применяются именно атомарные, а не ионные пучки, т. к. они легко проникают в сильное магн. поле. Попадая в плазму, быстрые атомы превращаются в воны (вследствие ионизации и перезарядки) и, т. к. их ларморовский радиус мал по сравнению с поперечным размером плазмы, остаются в ней и постепенно передают свою энергию частицам плазмы в результате кулоновских столкновений. Энергию пучка подбирают из условия, чтобы глубина проникновения быстрых атомов в плазму, определяемая процессами ионизации и перезарядки, была сравнима с характерным размером плазмы. Для получения атомарных пучков сначала в газоразрядном ионном истопнике создают медленные ионы водорода (или его изотопов), затем их ускоряют до нужной энергии и, наконец, пропускают через перезарядную мишень (обычно облако газообразного водорода), где быстрый ион нейтрализуется в реакции перезарядки. [c.237]

По отношению к колебаниям с частотами, значительно меньшими циклотронных, и длинами волн, значительно большими ларморовских радиусов частиц, П. ведет себя просто как проводящая жидкость, и соответствующие колебания могут быть исследованы гидродинамически. [c.20]

Ограничением этого метода является условие йт 1. Это условие можно переписать в следующей форме уТили Гь< 1, где Г ,—ларморовский радиус, а /—длина свободного пробега. Один способ удовлетворить этому условию—увеличение поля (при этом уменьшается г ), другой способ—очистка металла и понижение температуры (при этом растет /). Ларморовский радиус для полей порядка 10 Э имеет порядок с/>, /(сЯ) 10 см. В области остаточного сопротивления [c.87]

В заключение следует отметить, что в проделанном нами выводе предполагалось, что каждый кристаллит обладает тензором свойственным монокристаллу при соответствующей ориентации. Это возможно лишь в том случае, если размер кристаллитов значительно больше ларморовского радиуса. Такое условие является одновременно минимальным требованием для выполнения неравенства 2т 1, ибо движение электрона резко меняется при переходе из одного кристаллита в другой, а поэтому длина пробега не может быть меньше размера кристаллитов. [c.91]

Предположим, что ферми-поверхность замкнутая. Далее будем считать, что поле достаточно сильное, так что ларморовский радиус много меньше длины свободного пробега. В этом случае электроны будут двигаться по спиральным траекториям с осью вдоль оси г (круговая проекция на плоскость (л , у) изображена для простоты в действительности мы рассмотрим общий случай). Если температура достаточно низка, а частота переменного поля [c.118]

Возникает, однако, следующая неясность. Если скорость в точке Р параллельна магнитному полю, то чему равен ларморовский радиус Очевидно, в этом случае он равен нулю, в то время как все явление основано на предположении б. В действительности никакого противоречия тут нет. [c.125]

С другой стороны, ларморовский радиус / о(ф—Фо) (гДе — некоторое среднее значение для данной поверхности). Следовательно, ларморовские радиусы, участвующие в резонансе, вблизи опорных точек имеют порядок Гдо( т)- /. Условие г 8 означает, что [c.125]

Резкое исчезновение одной из гармоник (более частой) на рис 8.2 свидетельствует о диффузном отражении электронов от поверхности. Это вполне понятно с точки зрения рассуждения, приведенного в сноске на с. 116. Если п-я орбита—последняя, умещающаяся в образце, то я1-я подходит к поверхности под углом ф п-1 2. Это приводит к неопределенности нмпульса порядка /I- . , а следовательно, к такой же неопределенности ларморовского радиуса. Но для наблюдения резонанса нужно, чтобы гармоники не перекрывались, т. е Дгi/ i[c.133]

Здесь п ОгТ обозначает величину порядка обычного ларморовского радиуса сро (еН). Мы подчеркиваем это обстоятельство, поскольку истинный ларморовский радиус для электронов вблизи опорной точки порядка ср (еН), [c.141]

Если В —В порядка периода осцилляций де Гааза—ван Альфена, то единственный параметр размерности длины есть ларморовский радиус Гд, так что d г . [c.171]

Поля Яд и Я могут быть определены по порядку величины из качественных соображений. Начнем с Я —поля, при котором полностью исчезает сверхпроводимость. Разрушение куперовских пар происходит вследствие их закручивания в магнитном поле. Очевидно, пара может сохраниться лишь до тех пор, пока ларморовский радиус больше ее размера, т. е, [c.356]

Рис. 20.3 слоях не меняет дела, так как искривленная траектория античастицы в точности повторяет траекторию частицы, которая проходится в обратном направлении. Впрочем, в реальных сверхпроводниках 1-го рода ларморовский радиус в критическом поле (100—1000 Э) не меньше 10 см, а это значит, что траектории можно считать прямыми (рис. 20.3). [c.428]

Из захваченного состояния частицы выходят вследствие разл. флуктуаций, к-рым подвержено магн. поле Земли магнитные бури и др. возмущения, ириводящие к нарушению первого инварианта движения и сбросу частиц в атмосферу Земли. Частицы с очень большим ларморовским радиусом имеют повышенную вероятность столкнуться с частицами атмосферы (ионосферы) Земли и также покинуть Г. л. Пополнение частиц ра-диац. поясов происходит как за счёг пост, захвата продуктов распада нейтронов (электронов, протонов), образованных космическими лучами в верх, атмосфере Земли, так и частиц солнечного ветра и ионосферы с последующим их ускорепием при разл. возмущениях магн. поля. [c.437]

Для решения ур-нип (1) в статич. неоднородных иолях, в к-рых характерный масштаб неоднородности значительно превышает ларморовский радиус р< <Я/ у/Г , развит приближённый метод, основанный на разложении по малому параметру руЯ/Я. В это.ч случае ДЗЧ можно представить как вращение с медленно меняющимся радиусом i) = [v вокруг перемещающегося центра лар.моровской окружности (г) (г)—р(0, наз. ведущим цент-р о м. Такое приближение наз. дрейфовым, а ур-ние, описывающее плавное перемещение ведущего центра, имеет вид [c.56]

Вариации КЛ. Проникая в Солнечную систему, первичные ГКЛ вступают во взаимодействие с межпланетным магн. полем гелиосферы, к-рое формируется намагниченной плазмой, движущейся радиально, от Солнца (солнечный ветер). В Солнечной системе устанавливается равновесие между конвективным потоком КЛ, выносимым солнечным ветром наружу, и потоком, направленным внутрь системы. Влияние межпланетного поля чувствуют частицы сравнительно небольших энергий ( к<101 эВ), ларморовский радиус к-рых сравним с размерами неоднородностей межпланетного магн. поля. Параметры гелиосферы изменяются с изменением солнечной активности в течении 11-летнего цикла, и в ГКЛ наблюдается модуляция интенсивности, наз, 11-летней вариацией. Интенсивность КЛ изменяется в противофазе с солнечной активностью. Амплитуда вариаций различна для разных энергий, а интегральный поток ГКЛ меняется приблизительно в два раза. [c.472]

МногокомпонентБость плазмы также приводит к дополнительным Н. п., наиболее важным среди к-рых является широкий класс дрейфовых Н. п. Источником свободной энергии здесь служит тепловая энергия плазмы, удерживаемой магн. полем. Вследствие неоднородности давления плазмы электроны и ионы дрейфуют в разные стороны со скоростью в г/гя раз меньшей, чем тепловая скорость ионов (гя — средний ларморовский радиус ионов), и т. о. создают слабый ток в плазме, возбуждающий т. н. дрейфовые волны. Как правило, характерные инкременты дрейфовых Н. п. по крайней мере в г/гя меньше идеальных МГД неустойчивостей. Многие диссипативные МГД 11. п. имеют свои аналоги в бесстолкновительной плазме, где диссипация энергии обусловлена взаимодействием плазменных волн с группой резонансных частиц. [c.347]

Удержание частицы в пробкот) оне обусловлено адиа-батич. инвариантностью её магн. момента, имеющей место в условиях, когда ларморовский радиус частицы мал по сравнению с масштабом изменения магн. поля (см. Адиабатические инварианты). В нерелятивистском приближении магн. момент частицы р = ти 2Н, [c.489]

Перенос и.мпульса (вязкость) в полностью ионизованной плазме определяется ионами. Тензор вязкости в магн. поле имеет элементы, пропорц. ларморовскому радиусу р,-, и Я nmip Vii и -- nmipi7 iV . [c.571]

Магн. поле тока отжимает плазменный кана.т от стенок разрядной камеры, и образуется изолиров. токовый шнур — пинч. Само магн. поле сосредоточено в пристеночном вакуумном зазоре между пинчем и стенкой, тем самым создаются условия для магн. термоизоляции высокотемпературной плазмы. Линии магн. поля параллельны поверхности пинча, и вылетающие из плазмы заряж. частицы движутся поперёк магн. поля, процесс диффузии плазмы (и перенос тепла) на стенку существенно замедляется характерная длина — свободный пробег частиц Я заменяется на ларморовский радиус р = ети1В, к-рый, в зависимости от величины магнитного поля В, меньше Я на несколько порядков величины. [c.587]

В ряде случаев, напр. при создании плазменных ускорителей и рекуператоров ( тормоэителей ) ионных нучков, удобно использовать магнитоэлекгрич. слои толщиной порядка электронного ларморовского радиуса. Такие слои хорошо известны и как основа магнитной изоляции . Очевидно, они пойдут визложеиную выше схему, если сохранить в (3) инерциальный член. [c.615]

Проводимость,- очень напоминающая пристеночную, может наблюдаться и на нонах, есЛи повторная Ионизация нейтрального атома, возникшего при пойИдакни иона на стенки, происходит на расстояниях меньше ларморовского радиуса. [c.119]

В случае больших напряжений и отношения R/d, т. е. при больших токах, когда ларморовский радиус электронов в собств. магн. поле пучка становится мал по сравнению с зазором (рис. 2, б), диод переходит в режим сильного пинча. При этом эффективно эмитти-руют только участки поверхности, расположенные на периферии катода, а ток на аноде сфокусирован в центральное пятно малого размера и определяется соотношением [c.504]

Дрейфовая Т. п. представляет собой хаос из дрейфовых волн конечной амплитуды, т. е, таких возмущений, в к-рых плазма ведёт себя как двухжидкостная среда с разным движением электронов и ионов в достаточно сильном магн. поле (см. Дрейфовые неустойчивости). В этом случае смещение частиц поперёк магн. поля на расстояния, большие соответствующих ларморовских радиусов, вызывается дрейфом их ларморовских орбит под действием элек-трич. поля и сил газокинетич. давления плазмы. Дрейфовую Т. п. обычно описывают не полной системой ур-ний двухжидкостной гидродинамики плазмы, а её более простыми следствиями, основанными на регпении ур-ний поперечного движения электронов в дрейфовом приближении. В простейшем модельном описании дрейфовой Т. п. используется приближённое решение ур-ния продольного (вдоль сильного магн. поля) движении электронов в виде их больцмановского распределения в продольном элек-трич. поле плазмы. В этом случае динамика дрейфовой Т. п. полностью определяется поведением электрич. потенциала плазмы ф и описывается ур-нием [c.184]

Как мы увидим ниже, все эти заключения полностью соответствуют экспериментальным данным. Однако, прежде чем мы перейдем к экспериментам, необходимо рассмотреть дополнительно прогнозы теории о зависимости скорости движения пятна от давления газовой среды в разрядном промежутке, а также наметить границы применимости теории. Что касается первого из названных вопросов, то мы ограничимся лишь простым указанием качественного характера, что скорость движения пятна в магнитном поле должна всегда уменьшаться в присутствии посторонней газовой среды тем в большей степени, чем выше ее плотность. Это следует из того, что вызываемая полем асимметрия распределения концентрации зарядов в районе пятна, служащая причиной его перемещения, должна уменьшаться в присутствии газовой среды и по мере увеличения ее плотности. Причины этого эффекта были уже рассмотрены в предыдущей главе, вследстБие чего было бы излишне их здесь повторять. Отмеченным действием среды определяются и границы применимости теории. Очевидно, асимметрия магнитного поля в районе катодного пятна может оставаться доминирующей причиной движения пятна лишь при такой плотности среды, при которой средний свободный пробег электронов ке остается больше среднего ларморовского радиуса Яь вращательного движения электронов в магнитном поле. Таким образом, верхняя граница применимости теории может быть оценена с помощью равенства (27) (см. гл. 2). 16 и. г. Кесаев 241 [c.241]

Ион1,1, ускоряясь в продольном электрич. поле, в то же время испытывают де1 ствие лоренцевой силы. Поэтому, если длина ускорительного канала больше ионного ларморовского радиуса, то при отсутствии столкновений ионы не выйдут из него, а будут вращаться в азимутальном направлении. Если же длина системы мпоко меньше ионного ларморовского ра- [c.515]

В ,1ражение (12) можно записать в виде где Г(. = VglQjj —средний ларморовский радиус электронов. Отсюда видно, что диффузию поперек маг-нитмого поля можно рассматривать как результат случайного смещения электронов на величину при каждом столкновении. По сравнению с обычным коэфф. диффузии вида l jx величина D, — меньше в = (Он,,Тр)2 раз. [c.19]

Оценка полей, до к-рых сохраняется С., может быть получена нз следующих соображений. Куперов-ское спаривание сохраняется, если ларморовский радиус Гц закручивания пары в магнитном поле не меньше размеров пары. Т. о., предельное соотнонншие имеет вид < гц ср /еН, где — импульс пары. Подставляя сюда предельный импульс нары, к-рый имеет порядок / 1, получаем значение поля перехода Я .., сН/еЦ сД2 (Т)1еи1А (0). (11) [c.478]

Правило Колера исходит из идеи о наличии универсальной длины пробега, не зависящей от импульса электрона. Сопротивление обратно пропорционально этой длине. При увеличении магнитного поля роль длины пробега постепенно берет на себя ларморовский радиус. Ввиду этого можно предположить, что р(Я, T ypiO, Т) зависит лишь от отношения Ifri. Но так как г <х)Я , а /<х)[р(0, Т)] , то можно считать отношение р(Я, 7 )/р(0, Т) зависящим лишь от комбинации Я/р(0, Т). Для нормировки эту переменную обычно умножают на удельное сопротивление при температуре 300 К- Если металл достаточно чистый, то р (О, 300 К) определяется только фононным рассеянием и не зависит от примесей, т. е. р (0,300 К) можно рассматривать как характеристику данного металла. Вычитая из отношения р(Я, TVpiO, Т) единицу, получаем [c.79]

В 7.4 уже говорилось, что если глубина скин-слоя мала по сравнению с ларморовским радиусом, то основной вклад в ток вносят электроны, движущиеся по скачущим траекториям (рис. 7.7). Вид этих траекторий существенно зависит от размера ларморовского радиуса. При наличии постоянного поля возникает асимметрия между токами в разные полупериоды, и В результате у поверхности появляется выпрямленный ток. Эгот ток создает добавку к постоянному магнитному полю в образце. Эффект токовых состояний заключается в возможности спонтанного появления выпрямленного тока и соответствующего постоянного поля без приложения какого-либо внешнего постоянного поля. Поле и ток при этом поддерживают друг друга. Конечно это можег проис- [c.128]

Ларморовская частота 74 Ларморовский радиус 78 Линейный закон Капицы 91 Лондоновские сверхпроводники 308 [c.519]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...