Свободный пробег частицы в направлении поля

Характер влияния магнитного ноля зависит от его направленности [3]. При продольном магнитном поле (направление магнитного поля параллельно направлению электрического) заряженные частицы при движении вдоль электрического поля не подвергаются действию магнитного поля. Такое поле сильно действует на положительный столб происходит уменьшение свободных пробегов электронов в радиальном направлении, что действует как увеличение плотности (давления) газа. В области катодного падения потенциала вследствие больших ускоряющих электрических полей влияние продольного магнитного поля сравнительно мало. При поперечном магнитном ноле (направление магнитного поля перпендикулярно направлению электрического) его влияние на область [c.255]

В зоне дугового разряда средняя скорость движения заряженных частиц мало отличается от средней скорости теплового движения газа ал. Тогда если Я — средний свободный пробег частиц, то среднее время между соударениями равно т= = Х1ш. За это время поле Е сообщит частице ускорение е //п, а путь частицы в направлении поля будет [c.27]

Это соотношение справедливо, когда размеры системы в направлении градиента много больше длины свободного пробега частиц в среде, а изменение концентрации на расстоянии длины свободного пробега много меньше характерного значения концентрации частиц п. Кроме того, предполагается отсутствие внешних полей, градиентов температуры и давления. [c.287]

Если считать, что после соударения частица теряет направленную скорость, то в новом свободном пробеге она вновь пройдет путь I и ее средняя скорость в направлении поля согласно (1-17) будет [c.27]

Следовательно, скорость заряженных частиц в направлении поля прямо пропорциональна градиенту потенциала в нем, длине свободного пробега (т. е. обратно пропорциональна давлению) и зависит от температуры газа. [c.27]

Обозначим через длину свободного пробега заряженной частицы, через —промежуток времени, за который частица летит свободно от соударения до соударения, через —длину того пути, который частица при этом проходит в направлении поля, через X, т и I—средние значения тех же величин, через V—скорость теплового движения, через и-—усреднённую скорость поступательного движения частицы на отрезке / , через Е—напряжённость электрического поля, через т—массу частицы, через е—её заряд. В таком случае ускорение, сообщаемое полем [c.168]

Для того чтобы от усреднённой скорости на данном свободном пробеге Х перейти к средней скорости переносного движения заряженной частицы, обозначим чис-то свободно пробегаемых этой частицей отрезков (оно же—число столкновений) при продвижении на 1 сж в направлении поля через п и найдём среднюю величину и- на всех этих отрезках. Вероятность того, что частица пробежит свободно путь, лежащий в пределах от X до Х-[-с Х, равна [c.168]

В отсутствие электрического поля средняя энергия электронов и других газовых частиц будет определяться, как известно, исключительно температурой газа. С появлением электрического поля картина резко меняется. Разгоняясь под влиянием поля, электроны за время свободного пробега между соударениями приобретают направленное движение. При соударении с молекулами это направленное движение превращается в хаотическое, тепловое. В результате средняя кинетическая энергия электронов V,,, которая соответствует определенной [c.135]

Однако изменения произойдут при движении заряженных частиц в газе при наличии электрического поля. В этом случае во время свободного пробега, между соударениями, скорость заряженных частиц в отличие от нейтральных молекул будет иметь направленную составляющую, не связанную с температурой, наряду с составляющей, обязанной диффузии р ]. Ввиду того, что при столкновении с молекулами направленное движение переходит в неупорядоченное тепловое движение, средняя кинетическая энергия заряженных частиц будет больше, чем у нейтральных молекул газа, в котором они движутся. Иначе говоря, температура заряженных частиц больше. Следовательно, можно говорить [c.24]

Пусть число столкновений, испытываемых заряженной частицей за то же время Лi, равно V. Величина I = - будет представлять собой длину среднего свободного пробега частицы в направлении силовой линии поля. На участке Лх частица приобретает под действием поля добавочную энергию еЕАх. При каждом упругом или неупругом столкновении заряженная частица теряет в среднем некоторую долю / своей энергии Общее количество энергии, теряемой частицей при всех столкновениях на участке Ах, будет равно >Д. Пока [c.261]

Мы начнём с краткого изложения результатов, полученных Драйвестейном для случая установившегося режима в пучке быстрых электронов. Драйвестейн принимает, что электрическое поле равномерно и что скорость направленного движения во много раз больше средней скорости теплового движения. Он учитывает лишь упругие соударения электронов с частицами газа и пренебрегает влиянием неунругих соударений на движение электронов. Исходным положением служит равновесие между средним приростом энергии на длине одного свободного пробега электрона и средней потерей энергии при каждом соударении. Найденное Драйвестейном распределение по скоростям V имеет вид [c.298]

Ионно-распылительные насосы. Ионно-распылительные насосы берут начало от ионизационных манометров Пеннинга. Их функциональными элементами являются ячейки с цилиндрическим анодом, заключенным между двумя катодами (рис. 30). Эта система помещена в магнитное поле. Катоды имеют постоянный отрицательный потенциал относительно анода в несколько киловольт. Электроны, эмиттированные с поверхности катода, ускоряются электрическим полем в направлении к аноду. Магнитное поле сообщает электрону радиальную компоненту скорости и заставляет электроны двигаться по спиральным траекториям. Из-за большой длины свободного пробега электронов эффективность ионизации высока и позволяет поддерживать газовый разряд вплоть до давлений ультра-пысоковакуумного диапазона. Положительно заряженные ионы газа устремляются к катоду, где некоторая часть из них захватывается поверхностью. Поскольку ионы падают с энергиями до нескольких кэВ, они вызывают также и распыление материала катода. Распыляемый металл распространяется внутри ячейки и конденсируется на всех ее поверхностях, включая катоды. Таким образом откачка идет одновременно как за счет химического захвата молекул остаточных газов, так и за счет процессов, обусловленных наличием электрических полей. При этом хемисорбционнын захват имеет место преимущественно на внутренних поверхностях цилиндрического анода, а электронная откачка в основном происходит на катодах Используя для исследования радиоактивный криптон, Лаферти и Вандерслайс [147] показали, что геттерирование ионов происходит главным образом на периферии катода, расположенной против анодных стенок, тогда как середина катода служит источником распыляемого металла. Такая неравномерность существенна для функционирования ионного распылительного насоса, поскольку при однородном распределении ионного тока процесс непрерывного замуровывания частиц инертного газа был бы невозможен. Производительность простой разрядной ячейки Пен нинга слишком мала для откачки реальных вакуумных систем. Сущест венным шагом вперед явился ионно-распылительный насос Холла, имеющий значительно большую быстроту откачки [148]. Это достигается использованием многоячеечного анода, расположенного между двумя катодными платами (рис. 31). Эффективность многоячеечной структуры обусловлена тем фактом, что максимальный заряд, заключенный в полом [c.215]