Дрейфовое приближение

В дрейфовом приближении (и = 0, 5 = 0) из (6) следует выражение для скорости ведущего центра [c.181]

При этом удобно воспользоваться специальным, так называемым дрейфовым приближением, которое производится уже в самом [c.308]

Сущность дрейфового приближения состоит в переходе в кинетическом уравнении к медленно меняющимся переменным Н, = Эти величины вместе составляют пять независимых переменных, от которых зависит функция распределения. Элемент фазового объема в новых переменных имеет вид [c.310]

Написанные формулы решают вопрос о составлении кинетического уравнения в дрейфовом приближении. Оно позволяет, в частности, находить кинетические коэффициенты плазмы в первом неисчезающем по 1/5 приближении (см. задачу I). [c.318]

В дрейфовом приближении определить коэффициент Холла 5 , и поперечную проводимость aJ плазмы (С. Т. Беляев, 1955). [c.318]

Считая волны низкочастотными по отношению к ионной циклотронной частоте, из уравнения движения (1.45) получаем выражение для скоростей ионов и электронов в дрейфовом приближении [c.19]

Таким образом, движение заряженных частиц в однородном магнит-] ном поле состоит из двух частей циклотронного вращения и свободного дрейфа вдоль силовых линий магнитного поля (рис. 1.2). Физический смысл дрейфового приближения состоит в том, что вместо движения самой частицы можно рассматривать более простое движение цикле-, тронного центра вращения. [c.20]

Отсюда следует, что в то время как дрейфовый ток основных носителей (электронов) по порядку величины равен диффузионному, дрейфовый ток неосновных носителей пренебрежимо мал по сравнению с диффузионным. Таким образом, при низких уровнях инжекции следует учитывать лишь диффузионную компоненту тока неосновных носителей, а сам процесс диффузии в первом приближении можно считать не зависящим от поля. [c.372]

Для оценки и необходимо выбрать характерный размер частиц сажи. При эволюции дисперсной фазы - частиц сажи (нуклеация, рост, окисление) величина а изменяется от 10 нм до нескольких микрометров. Однако, согласно приведенным выше данным, при выполнении условия 0.1 мкм < а < 1 мкм подвижность частиц сажи мала по сравнению с подвижностью ионов. Этот вывод справедлив и для а = 0.01 мкм, если дополнительно учесть, что реальная величина Z < 7. При такой подвижности скорость дрейфа частиц сажи значительно меньше характерной скорости среды у 1-3 м/с вблизи оси пламени. Величина дрейфовой скорости ионов у 1(1 = при условиях (6.6) составляет 10-15 ж/с. Таким образом, в первом приближении можно принять, что [c.710]

Как было отмечено, существует несколько. кинетических моделей, описывающих взаимодействие между дислокациями и примесными атомами. Однако все они имеют много упрощений. Точного аналитического решения задачи для диффузионного и дрейфового потока примесных атомов к дислокациям в реальных граничных условиях до сих пор не получено не только для динамического деформационного старения, но и для более простых случаев термического старения и статического деформационного старения [И, с. 161]. Н. М. Власов и Б. Я. Любое [11, с. 193] в результате рассмотрения кинетики образования атмосфер примесных атомов вокруг скопления краевых дислокаций в плоскости скольжения указывают, что диффузионное уравнение решается в приближении слабого взаимодействия, т. е. когда дрейф атомов примеси в поле напряжений скопления краевых дислокаций считается малым возмущением. Отмечено, что аналитическое решение задачи вне рамок приближения слабого взаимодействия, т. е. в реальных граничных условиях, связано с большими математическими трудностями. Наиболее вероятной моделью применительно к динамическому деформационному старению является, [c.240]

Приближенная эквивалентная электрическая схема изображена на рис. 18.30. Микросхема содержит два дрейфовых транзистора р-п-р типа в качестве переключаемых элементов со входом на базу и общую нагрузку в виде распределенного сопротивления р-типа. Микросхема Р12-2 выполняется в металлополимерном корпусе диаметром 3 мм и высотой 1,1 мм с мягкими выводами из золотой проволоки диаметром 50 мкм (рис. 18.31). Масса микросхемы не превышает 24 мг. [c.705]

При взаимодействии акустоэлектрических волн с носителями тока в пьезоэлектрическом полупроводнике возможно поглощение или усиление этих волн [9—11J. Когда дрейфовая скорость носителей во внешнем электрическом поле меньше скорости волны, волна поглощается и ее энергия переходит к электронам (дыркам). Если н е скорость дрейфа превышает скорость звука, то возникает когерентное излучение звука дрейфующими электронами и волна усиливается за счет энергии стационарного дрейфа носителей. Взаимодействие дрейфующих зарядов с объемными ультразвуковыми волнами подробно исследовано [13—16], и мы лишь вкратце напомним постановку задачи в гидродинамическом приближении. [c.73]

Дрейфовые потенциальные волны в линейном приближении усиливаются иод влиянием дрейфово-диссипативной неустойчивости [1.4]. Эта неустойчивость вызвана тем, что фазовая скорость таких волн находится в интервале между скоростями ларморовского дрейфа электронов и ионов. Поэтому энергия дрейфового движения как бы передается волнам. Скорость рассмотренных выше солитонов находится вне этого интервала, так что они не подвержены этой неустойчивости. Они могли бы поддерживаться дрейфом плазмы в скрещенных полях, который аналогичен зональному потоку в атмосфере или градиентам температуры. Для этого необходимо, чтобы скорость дрейфа была неоднородна и имела антициклонический знак завихренности. В таком потоке двумерные дрейфовые солитоны могут подкручиваться аналогично антициклонам в атмосфере, рассмотренным в 5.9. [c.134]

Т. к. домен образован эл-нами проводимости, он движется в направлении их дрейфа со скоростью у, близкой к дрейфовой скорости носителей вне домена. Обычно домен возникает вблизи катода и, дойдя до анода, исчезает. По мере его исчезновения падение напряжения на домене уменьшается, а на остальной части образца соотв. растёт. Одновременно возрастает ток в образце, т. к. увеличивается поле вне домена. По мере приближения поля к Еу ток приближается к /макс-Когда вне домена Е >Еу, у катода начинает формироваться новый домен, ток уменьшается и процесс повторяется. Частота колебаний тока 1=рИ. [c.110]

На сохранении А. и. основано т. н. дрейфовое приближение, широко используемое в физике плазмы, а также действие магн. пробок и основанных на них адиабатич. ловушек — пробкотронов (см. Открытые ловушки), применяемых в исследованиях по удержанию горячей плазмы для целей управляемого термоядерного синтеза и осуществляющихся, напр., в магн. поле Земли (см. Радиационный пояс). [c.26]

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]

Дрейфовые поверхности. При учете конечного ларморовского радиуса электрического поля и неоднородности магнитного поля оказывается, что частицы не следуют точно за магнитной линией, а медленно сдрейфовывают перпендикулярно ей. Траектории ларморовского центра заполняют дрейфовые поверхности. При этом могут иметь место резонансы между гармониками неоднородности поля и дрейфовым движением. Уравнения движения в дрейфовом приближении в отсутствие токов имеют вид (см., например, [362], 2.2) ) [c.392]

Представляет интерес движение по трубе смеси газ — твердые частицы. Если труба — проводник или диэлектрик с равномерно распределенным зарядом, то, согласно закону Гаусса, электрического поля внутри трубы не будет. Если частицы равномерно заряжены и осесимметрично распределены по трубе, то частица, возможно, осядет на стенку, если поток нетурбулентен. Согласно уравнению (10.157), мелкие стеклянные шарики в атмосферном воздухе при концентрации 1 кг частицЫг воздуха на расстоянии 1 см от оси будут иметь в 10 раз большее ускорение, чем под действием силы тяжести даже при отношении заряда к массе, равном 0,002 к1кг. Радиальная составляющая интенсивности турбулентного движения частиц в соответствии с приближением oy [721] составляет 10 м сек для частиц диаметром 100 мк. Этот эффект может полностью компенсировать действие силы тяжести на смесь газ — твердые частицы в горизонтальной трубе и стать одной из возможных причин большой разницы между поперечной и продольной интенсивностями турбулентного движения частиц (разд. 2.8). Распределение плотности, данное oy [726], можно приписать дрейфовой скорости, обусловленной главным образом электрическим зарядом частиц. [c.485]

Подвижность заряженных частиц К определяется соотношением K=w/E, где W—дрейфовая скорость заряженных частиц в электрическом поле напряженностью Е. При высокой напряженности электрического поля Е, когда функция распределения заряженных частиц отличается от максвелловской и их температура не имеет прямого физического смысла, соотношение (20.3) справедливо приближенно, с погрешностью 10—15%, если при этом под температурой заряженных частиц понимать величму, связанную с их средней энергией ё соотношением 8 = кТ. В плазме, основной механизм проводимости которой связан с движением электронов под действием электрического поля, подвижность электронов Ке связана с проводимостью плазмы а соотношением [c.430]

При наличии перекрытия двух последовательных энергетических зон, из которых нижняя была бы полностью заполнена, происходит перетекание электронов из одной зоны в другую. При этом концентрация пустых (дырочных) состояний П2 в одной из зон совпадает с концентрацией заполненных (электронных) состояний щ в другой зоне. Такой металл принято называть компенсированным п.1 = п2). Дрейфовый ток в нем в нервом приближении отсутствует. В случае замкнутых ПФ можно с онределенностью говорить либо об электронном ее характере, если внутри находятся заполненные состояния, либо о дырочном, если она окружает пустые состояния. В этом случае, если ni=n , все компоненты тензора проводимости определяются диффузией центров орбит, т. е. ахх Оуу аа/(( ат) < В . (На незамкнутой, а также ыногосвязной ПФ возможны как дырочные, так и электронные орбиты.) Приведенные выражения для компонент тензора проводимости исчерпывающим образом описывают все многообразие возможных асимптотик Поведения гальваномагнитных свойств металлов. [c.737]

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]

В приближении малых дрейфовых длин (Lq приложение внешнего постоянного поля не изменяет заметным образом группировки фотоэлектронов в поле голограммы (х). Однако в другом предельном случае, при Lq К , за среднее время жизни т фотоэлектроны успевают переместиться на несколько пространственных периодову. . Процесс их группировки будет уже не столь эффективным, и максимальная их концентрация станет достигать в областях минимального суммарного поля Е (х) = о + -E s W, именно здесь средняя скорость движения фотоэлектронов минимальна, а время пребывания максимально. Вторичное поле Е1 х) в таких условиях окажется сдвинутым примерно на четверть пространственного периода относительно исходного распределения Е . (х). Таким образом, однородное освещение образца в данном случае будет приводить не столько к релаксации амплитуды исходной голограммы, сколько к ее сдвигу как целого вдоль внешнего поля Е (или навстречу Eq при дырочной фотопроводимости). [c.62]

Нам осталось только найти, насколько концентрации неосновных носителей отличаются от их равновесных значений на границах обедненного слоя. В равновесном случае мы находили изменение концентраций носителей в пределах обедненного слоя, используя равновесные выражения (29.3) для концентраций носителей в заданном потенциале ф х). Выше мы отмечали, что эти выражения вытекают из того, что в равновесии дрейфовые токи равны диффузионным по величине и противоположны им по направлению. В неравновесном случае, вообш,е говоря (например, в диффузионной области), дрейфовые и диффузионные токи не компенсируют друг друга и соотношения (29.3) не выполняются. Однако в обедненном слое существует приблизительное равенство между дрейфовыми и диффузионными токами ). Следовательно, в разумном приближении концентрации носителей подчиняются выражениям (29.3), изменяясь в раз при переходе через обедненный слой, т. е. [c.229]

Дальнейшее развитие теории вихрей в плазме было связано с учетом влияния дисперсии волн, что наряду с учетом конечности дрейфовой скорости приводит к появлению качественно новых эффектов. В частности, уединенные вихри альфвеновского типа, для которых существенны эффекты дисперсии, могут самопроизвольно усиливаться под влиянием диссипации на электронах. Свободная энергия при этом черпается из неоднородности плазмы [0.13]. Существенно, что хотя в линейном приближении наличие шира магнитного поля стабилизирует диссипативные неустойчивости, уединенные альфвеновские вихри не чувствительны к ширу из-за локализации на малых размерах. Они имеют свойства солитонов в диспергирующих средах, где фурье-гармоники, составляющие волновой пакет, в линейном приближении имеют разные частоты, зависящие от волнового вектора нелинейным образом. В результате со временем линейный волновой пакет в координатном пространстве [c.6]

Уравнение (1.39) описыает две моды, бегущие в сторону ларморовского дрейфа электронов или ионов. Скорость колебаний, принадлежащих обеим ветвям, превосходит соответствующие дрейфовые скорости. Пэтому в линейном приближении они устойчивы. Однако, как будет видно из гл. 6, вихри на этих ветвях бегут со скоростью, меньшей дрейфовой. Это приводит к их усилению за счет диссипации, как в дрейфово-диссипативной неустойчивости. [c.17]

Как отмечалось в 1.3, при увеличении угла между магнитным полем и направлением распространения медленной ионно-звуковой волны фазовая скорость уменьшается и может стать порядка дрейфовой. В этом случае колебания ионов становятся почти поперечными, а их плотность описывается уравнением (6.11). С приближением к дрейфовой скорости нарастает компонент фазовой скорости вдоль магнитного поля. Однако пока она мала по сравнению с альфвеновской скоростью, электрическое поле можно считать потенциальным. Ебли одновременно эта скорость меньше и тепловой скорости электронов, то электроны распределены по Больцману в потенциале [c.132]

В дальнейшем для простоты Кп и Кр будем считать постоянными, а Ао, Ро равными нулю, что соответствует отсутствию шира магнитного поля и амбйполярного электрического поля. Кривизну невозмущенного магнитного поля можно учесть добавлением члена вида Эд (N + P) (g- безразмерная эффективная сила тяжести) в левую часть уравнения (6.47). Такой эффект учитывался в [6.16] для случая желобковых возмущений. В линейном приближении система (6.47)— (6.49) дает дисперсионное уравнение дрейфово-альфвеновских волн (1.38). В безразмерных единицах оно оно имеет вид [c.139]

Современная теория аномальных переносов в плазме [6.18] предсказывает, что основной вклад в электронную теплопроводность дают надтепловые флюктуации размером порядка скиновой длины. Это связано с исчезновение вмороженности электронов в магнитное поле на таких масштабах. Однако в линейном приближении возмущения магнитного поля такого размера устойчивы. В [6.19] показано, что из-за нелинейных эффектов возможно возникновение и усиление уединенных структур в виде вихревых трубок, которые отличаются от рассмотренных выше уединенных альфвеновских вихрей малым диаметром (много меньшей гщ). Оказывается, что такие вихри бегут со скоростью, меньшей дрейфовой. Поэтому их амплитуда может расти под влиянем затухания Ландау или столкновительной диссипации на электронах. Это явление аналогично линейной дрейфово-диссипативной неустойчивости потенциальных дрейфовых волн (см. гл. 1). Эти волны усиливаются из-за того, что в линейном случае скорость их распространения меньше дрейфовой скорости. [c.149]

В линейном приближении из нее следует дисперсионное уравнение (1.39), описывающее две ветви колебаний, бегущие в сторону дрейфовой скорости ионов или электронов соответственно. Обе ветви устойчивы, так как их скорости больше дрейфовых скоростей.Однако, как увидим при учете нелинейности, эти ветви сливаются и могут образовать вихри, скорость которых находится в промежутке между дрейфовыми скоростями ионов и электронов. А как следствие этого они могут усиливаться под влиянием затухания Ландау. Это видно из выражения для фурье-компонента оператора затухания (6.110). Он меняет знак при jj < кпку. Найдем стационарное двумерное решение (6.111), [c.150]

Смотреть страницы где упоминается термин Дрейфовое приближение : [c.310] [c.437] [c.114] [c.393] [c.396] [c.308] [c.309] [c.309] [c.311] [c.313] [c.315] [c.317] [c.319] [c.90] [c.62] [c.63] [c.566] [c.15] [c.128] [c.158] [c.152]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...