Дебаевская электронная

Условно к проводникам второго рода можно отнести ионизированный газ - плазму. В общем случае в плазме встречаются три компоненты свободные электроны, положительные ионы и нейтральные атомы (или молекулы) [22]. Разноименные электрические заряды в плазме обеспечивают ее квазинейтральность. Одной из характеристик плазмы является так называемый дебаевский радиус, см [c.36]

Например, определенный вклад в сопротивление вносят вакансии, так как на них происходит рассеивание электронов. Концентрация вакансии экспоненциально зависит от температуры, а рост сопротивления, происходящий в результате действия дебаевских волн, прямо пропорционален температуре. Эти два эффекта могут быть разделены, и по температурной зависимости сопротивления можно определить характеристики вакансий (концентрация,.энергия образования). [c.349]

У металлов, для которых проводящее состояние является основным (а не возбужденным, как у диэлектриков и полупроводников), зависимость у(0) объясняется в основном рассеянием электронов на неоднородностях кристаллической решетки, вызванных ее тепловыми колебаниями. Почти для всех металлов при > д, где о - Дебаевская температура, у а при 0 0р имеем у 0 . При очень низких (несколько °К) ряд металлов переходит в сверхпроводящее состояние, в котором у = со. [c.411]

Функции А = 1(ё , АЕ) и В — 1(АЕ) вычисляются приближенными методами с учетом квантово-механических особенностей поведения электрона в твердом диэлектрике. Поскольку разные авторы используют различные приближения, то получают при этом и несколько различные результаты. Однако обычно характер зависимостей Л = /(< , АЕ) и В = ЦАЕ) можно схематически представить в виде кривых, изображенных на рис. 5. Минимальное количество энергии, которое электрон может передать решетке, равно энергии фонона /lVд — кванта колебаний решетки, где /г —постоянная Планка, Vд — дебаевская частота колебаний решетки. Поэтому при АЕ < /гvд В = О, т. е. потери энергии электрона на столкновения с колебаниями решетки отсутствуют. При АЕ > /lVд потери энергии электрона В резко возрастают, достигают максимума при энергии электрона по рядка нескольких kvц, а затем медленно убывают с ростом АЕ, поскольку с увеличением скорости электрона уменьшается вероятность столкновений его с фононами. Величина А, наоборот, монотонно растет как с увеличением АЕ, так и с возрастанием напряженности поля Точка, в которой при данном значении пересекаются кривые Л = f(< ,Д ) и В = ( АЕ), соответствует энергии АЕ = А р при > АЕр электрон в зоне проводимости диэлектрика ускоряется с течением времени, а при АЕ < АЕр замедляется. Величина АЕр, как видно из рис. 5, уменьшается с ростом [c.26]

Заметим, наконец, что если длина волны колебания но порядку величины сравнима с дебаевским радиусом электронов (А гд< 1). то декремент затухания (29.21) оказывается немалым по сравнению с частотой. Поэтому в электронной плазме могут распространяться продольные полны лишь с длиной волны, много большей дебаевского радиуса. [c.111]

Это означает, что ионно-звуковые колебания существуют лишь в плазме, температура электронов которой значительно превышает температуру ионов, и лишь для длин волн, больших дебаевского радиуса ионов [8]. [c.112]

Будем считать, что тепловая скорость электронов значительно превышает тепловую скорость ионов, а гироскопический радиус ионов больше электронного. Тогда в условиях сильного магнитного поля, когда радиус дебаевского экранирования больше электронного гироскопического радиуса, из формулы (64.10) получаем 1191 [c.295]

Первое слагаемое в каждой из этих трех формул соответствует области прицельных параметров между электронным и ионным гироскопическими радиусами, причем время взаимодействия определяется свободным выходом иона. Второе слагаемое фор.мулы (64.31) определяется прицельными параметрами, большими гироскопического радиуса иона и меньшими радиуса дебаевской экранировки, а время взаимодействия частиц не превышает периода колебаний поля. В формуле (64.32) второе слагаемое возникло от прицельных параметров, заключенных между гироскопическим радиусом ионов и расстоянием, которое электрон с тепловой скоростью проходит за период колебания внешнего поля. Наконец, в формуле (64.33) второе слагаемое соответствует области прицельных параметров от р, до г1 (уп/(л) , а третье — области от о (г Т1/м) / до Уте /со- Отметим, что формула (64.32) соответствует формуле (59) работы [6]. [c.299]

Гораздо больше энергии требуется для переноса электрона на расстояния, превышающие дебаевский радиус [29, 30], т. е. в область, где растворитель характеризуется своей нормальной макроскопической диэлектрической проницаемостью. Критический радиус сферы, внутри которой вода уже не обладает своими нормальными диэлектрическими свойствами, по величине гораздо больше радиуса первой координационной сферы иона, состоящей из дипольных молекул воды. [c.95]

Величина энергии Аг1), которая необходима для переноса электрона из виртуальной координационной сферы во внешнюю область, размеры которой превышают дебаевский радиус, в случае иона с зарядом Хе описывается выражением [c.96]

Если вещество не является подлинным диэлектриком и имеет удельную проводимость постоянного тока к омг -см ), то в данном случае, кроме только что рассмотренных дебаевских потерь, возникают потери, связанные с движением ионов или электронов в направлении накладываемого поля частоты / = о)/2я гц [c.628]

Для сравнения, в табл. 17.1.14 приведены классические дебаевские длины экранирования плазмы и электронной компоненты [c.289]

Таблица 17.1.14. Классические дебаевские длины экранирования плазмы и электронной

В кристаллическом состоянии подобие или несходство веществ может обнаруживаться совершенно независимо от того, наблюдается ли оно или нет в ван-дер-ваальсовской области. Вследствие высокой концентрации частиц здесь свойства вацеств определяются кристаллохимическими закономерностями, анизотропностью молекулярных полей и квантовыми эффектами, такими, например, как вырожденное состояние электронного газа в металле. Критические величины никак не могут здесь служить мерилом приведенных параметров. Роль приведенной температуры здесь играет характеристическая температура по Дебаю. И всю эту область естественно назвать дебаевской. В теории соответственных состояний ее нужно рассматривать совершенно отдельно от ван-дер-ваальсовской области. [c.277]

Среди многих характеристик, связанных с электрон-фононным взаимодействием, особый интерес представляет низкотемпературная теплоемкость, в частности ее электронный и дебаевский члены. В настоящей монографии впервые обобщены данные по низкотемпературным теплоемкостям карбидов и нитридов. Обсуждение электронной теплоемкости перенесено в последнюю главу. Для карбидов и нитридов дебаевская температура является малопонятным параметром тем не менее ее часто используют для оценок таких термодинамических величин, как стандартные энтропии и энтальпии. Проблемы, связанные с этими оценками, детально обсуждаются в надежде на то, что это поможет обратить внимание на некоторые неправильные представления. [c.103]

Измерения теплоемкости в области очень низких температур представляют особый интерес в связи с определением коэффициента электронной теплоемкости у и дебаевской температуры 0д. Знать величины у очень важно при интерпретации электронной структуры соединений, химической связи в них и факторов, ответственных за сверхпроводимость обычно на высокотемпературные термодинамические свойства электронная теплоемкость оказывает слабое влияние. Дебаевская температура иногда также используется для оценок энтальпий и энтропий при 298,15 К. Ошибки в [c.103]

Электрическая полярность молекулы выражается ее дипольным моментом. Система, состоящая из положительного заряда +х и отрицательного заряда —х, удаленных на расстояние d, обладает дипольным моментом с величиной xd. Если х равно заряду электрона (4,80-10 эл. ст. ед.) и t =IA, то xd=4,80 D (дебаевских) единиц. Важно понять, что дипольный момент — величина векторная, так как он обладает определенным направлением наряду с величиной. Примем произвольное условие, что вектор направлен в сторону отрицательного конца диполя. [c.130]

Дебаевская длина экранирования I для ЗпОа с концентрацией электронов 10 — 101 см составляла 10 —Ю см.. [c.47]

Хотя плазма в целом электронейтральна, в малых объемах существует пространственное распределение зарядов. Последнее, как и в растворах электролитов, характеризуется ближним порядком. Подобно теории сильных электролитов, вводится радиус ионной атмосферы (дебаевский радиус) и получается выражение для радиуса г наименьшего объема, за пределами которого существует электронейтральность г У Тэ1п, где п — число электронов в единице объема. Отсюда видно, что плазма существует при достаточно больших п. При этом происходит сильное электростатическое взаимодействие между частицами плазмы. В результате такого взаимодействия плазма является как бы упругой средой, и в ней возможно возбуждение различных колебаний. [c.357]

Дебаевская температура 0д как важный параметр естественным образом возникает в выражении для идеального сопротивления. Ее значение характеризует степень возбуждения мод колебаний решетки при любой температуре и, следовательно, вероятность электрон-фононного рассеяния. Это означает, что измерение ро как функции Т может дать нам способ определения дебаевской температуры. При этом характеристическая температура 0 ), полученная по изменениям теплоемкости, вообще говоря, не совпадает с 0 -значением, найденным из сопоставления (ро) эксп и ртеор) рЗССЧИ-танным по формуле Блоха (398), хотя различие между 0д и 0 весьма мало. [c.228]

Основное св-во П.— ее квазинейтральность, т. е. почти полиая нейтрализация отрицат. заряда электронов положит. зарядом ионов. Электрич. поле отд. частицы в П. практически исчезает на нек-ром расстоянии от частицы, ваз. дебаевским радиусом экранирования. Его значение пропорционально квадратному корню из отношения т-ры злеиронов к их концентрации. Во мн. отношениях П. ведет себя как обычный газ и подчиняется законам газовой динамики. Необычные св-ва П. проявляются лишь тогда, когда BJ нее действует сильное магн. поле. [c.445]

Заметим, что в выписанных выше уравнениях в качестве компонентов могут рассматриваться и частицы одного сорта, находя-ш,иеся в разных энергетических состояниях (поуровневое описание неравновесного возбуждения внутренних степеней свободы частиц). В частности, в потоках ионизованного газа из-за значительной разницы масс температура электронов может отличаться от поступательной температуры тяжелых частиц. В таких случаях к системе (5.5)-(5.14) присоединяется уравнение баланса энергии электронов. При наличии ионизации необходимо учитывать также наличие электрического поля, возникаюгцего при разделении зарядов. В тех случаях, когда ионизация сугцественна, дебаевский радиус обычно меньше характерного размера течения, поэтому индуцированное разделением зарядов электрическое поле при предположении квазинейтральности смеси исключено из уравнений течения смеси. Если условие квазинейтральности не выполняется, то напряженность электрического поля находится из уравнений Пуассона, которое присоединяется к исходной системе уравнений (см. [176]). [c.163]

На рве. 5 прввсдены графики фувкцвв F х. А, В), построенные для водородной плазмы Л = 0,0233) и для четырех значений отношения электронного дебаевского радиуса к ионному (В = 3, 4, 5, 10). [c.126]

Задача о выравнивании температуры в пеизотермической плазме является одной из простейших. Здесь нас будет интересовать, как в такой задаче проявится влияние сильного магнитного поля, когда радиус дебаевского экранирования кулоновского поля больше гироскопического радиуса электронов. Впервые решение задачи о релаксации температур в подобных условиях было предпринято Кихарой [2] (см. также (31). Однако при этом не было получено разумного ответа. В нашем изложении мы будем следовать работам 112, 13), которые основывались на использовании интеграла (61.6) ). [c.282]

Формула (64.19) соответствует полученной Беляевым [II для изотермической плазмы. В этом случае взаимодействие частиц при всех прицельных параметрах соударений от электронного гироскопического радиуса до дебаевского ограничено временем свободного выхода иона из области взаимодействия, поскольку при этом радиус кривизны траектории иона в магнитном поле велик по сравнению с размером области взаимодействия. Отстальные из приведенных здесь выражений были получены Голантом [9] и Алиевым и Шистером (101. [c.296]

В формуле (64.21) первое слагаемое возникло от области прицельных параметров, заключенной между электронным и ионны.ч гироскопическим радиусом, в которой время вааимодействия ограничено свободным выходом иона. 13торое слагаемое этой формулы (а также и в точности такое же выражение — третье слагаемое формулы (64.22)) представляет собой вклад от столкновений частиц с прицельными параметрами, большими гироскопического радиуса иона и меньшими дебаевского радиуса, причем время взаимодействия ограничено благодаря эффекту кулоновского ускорения. [c.297]

В случае адгезии полимеров чаще всего имеет место взаимодействие электрически нейтральных объектов, при котором возникают разновидности ван-дер-ваальсовых сил. Различают ориентационные (дебаевские), индукционные (кеезомовские) и дисперсионные (лондоновские) силы. Ориентационные и индукционные силы возникают при взаимодействии полярных молекул и могут рассматриваться в рамках классической электростатики. Дисперсионные силы обусловлены взаимодействием мгновенных ди-польных моментов, вызванных флуктуацией электронной плотности. Эти силы могут быть проанализированы только с позиций квантовой механики. Значение Ван-дер-ваальсовых сил составляет, как правило, 0,5—2 ккал/моль [1 2, с. 36, 56 3, с. 34 4, с. 249 5, с. 269 23]. [c.15]

Предположим, что расстояния между частицами много больше эквивалентной дебаевской длины экранирования Xd = [гакТ1[пеое )У1 для электронной плотности Weo- Это ограничивает плотность частиц приближенно значением Пр = (2Яд) . Как легко убедиться, в данных условиях скорости поступления электронов и ионов на площадку dA выражаются формулами [c.160]

Принцип работы таких детекторов основан на том, что теплоёмкость кристаллической решётки в соответствии с формулой Дебая пропорциональна четвёртой степени температуры. Спектр электронных состояний диэлектриков, полупроводников и сверхпроводников характеризуется наличием энергетической щели. При достаточно низких температурах Т, когда энергия тепловых флуктуаций къТ <С Д (где къ — постоянная Больцмана, А — ширина щели в спектре энергии электронных состояний), электронная теплоёмкость кристалла не возбуждается. Для диэлектриков это состояние достигается при температурах порядка сотен милликельвин (1 мК = 10 К), для полупроводников — десятков и для сверхпроводников — единиц милликельвин. Оставшаяся решёточная , фононная или дебаевская теплоёмкость идеального кристалла при сверхнизких температурах оказывается настолько малой, что кинетическая энергия ядра отдачи при единичном акте рассеяния частицы вызывает всплеск температуры всего макроскопического кристалла мишени, который превышает уровень термодинамических флуктуаций. Этот всплеск температуры регистрируется термометром и служит выходным сигналом детектора. Физические принципы и перспективы применения криогенных детекторов этого типа изложены в обзоре [69]. [c.42]

Этот процесс диффузии лучше всего проиллюстрировать таким предельным случаем, при котором электроны, покидающие элемент объема, вначале диффундируют к поверхности этого элемента более быстро, чем ионы. В результате такого движения у поверхности элемента образуется отрицательный пространственный заряд, который в дальнейшем отталкивает электроны и притягивает ионы. Вне этого пространственного заряда скорость диффузии электронов и ионов одинакова, и по определению коэффициента диффузии плотность заряда должна быть равна нулю. Размеры области пространственного заряда и в этом случае определяются электронным дебаевским радиусом. В случае течения континуума, ограниченного непроводящими стенками, размеры этой области невелики и ее можно е учитывать при рассмотрении теплообмена. При наличии большого градиента электрического поля, например вблизи электродов, условия в заряженной зоне могут оказьквать значительное влияние на теплоотдачу к электроду. Эта проблема, характерная для многих МГД генераторов, работающих на разреженном газе, почти не разработана в имеющейся литературе (см,, например, разделы 1У,Б и VI,Б). [c.8]

ПЛАЗМА (в физике) — ионизованный газ, содержащий заряженные частицы (свобод шо электроны и газовые ионы). Газовая П. отличается от системы свободно движущихся заряженных частиц свойством квазипейтральпости положительный заряд ионов и отрицательный заряд электронов в среднем взаимно нейтрализуются. Заметное разделение зарядов в II, возможно лишь на малых длинах или за малые промежутки времени. Длина, на к-рой возможно за-мотпоо разделение зарядов за счет теплового движения, наз. дебаевской длиной, а частота плазменных колебаний, возникающих вследствие разделения зарядов,— плазменной или лэнгмюровской частотой. Система заряженных частиц может именоваться Н. лишь нри условии, что размеры ее велики в сравнении с дебаевской длиной, а время существования — в сравнении с периодом плазменных колебаний. [c.20]

Функции у1 = / Е, АЕ) и 5 = / (,АЕ) вычисляются приближенными методами с учетом квантовомеханических особенностей поведения электрона в твердом диэлектрике. Поскольку разные авторы используют различные приближения, то получают при этом л несколько различные результаты. Однако обычно характер зависимостей А = f Е, АЕ) м В = f (АЕ) можно схематически представить в виде кривых, изображенных на рис. 26. Мипимальйое количество энергии, которое электрон может передать решетке, равно энергии фонона йvд — кванта колебаний решетки, где А — постоянная Планка, Vд — дебаевская частота колебаний решетки. Поэтому при АЕ величина 5 = 0, т. е. потери энергии электрона на столкновения с колебаниями решетки отсутствуют. При АЕ > ЛVд потери энергии электрона В резко возрастают, достигают максимума при энергии электрона порядка нескольких hv , а затем медленно убывают с ростом АЕ, поскольку с увеличением скорости электрона уменьшается вероятность столкновений его с фононами. Величина А г [c.61]

Е - энергия электронных уровней — плотность энергетических состояний в полупроводнике н растворе редокс-системы Ох Не(1 — расстояние от межфазиой границы LJ — дебаевская длина в полупроводнике. [c.66]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология