Тепловой разброс - скорость
Cтраница 1
Большой тепловой разброс скоростей обеспечивается действием флуктуирующей силы J ( t) в уравнении Ланжевена. Протекание макроскопически наблюдаемых процессов ( в данном случае процесса заряда или разряда аккумулятора) обеспечивается, как правило, малыми средними значениями величин на фоне их больших статистических флуктуации. [1]
 |
Увеличение эмиттанса. [2] |
Поскольку всегда есть составляющая тепловых скоростей направленных наружу, поток расплывается при свободном дрейфе, т.е. неупорядоченный тепловой разброс скоростей частиц проявляет себя как деф оку сиру ющий фактор ( см. разд. [3]
 |
Схематическое изображение двухлучевого усилителя. [4] |
Двухлучевой усилитель не состоялся как используемый в СВЧ-элек-тронике прибор, так как с увеличением частоты необходимо уменьшать разность скоростей потоков, а следовательно, при какой-то величине разницы скоростей получим, что с учетом теплового разброса скоростей два пучка просто неразличимы. Вместе с тем двухлучевой усилитель является классическим примером рассмотрения различных неустойчи-востей в теории волн. [5]
 |
Пушка Пирса, создающая ленточный пучок. [6] |
Величина skT определяет тепловой разброс скоростей электронов. Из приведенного выражения ясно, что из-за теплового разброса нельзя получить бесконечно узкие электронные пучки с бесконечно большим током в них. [7]
Что касается третьей ветви, ( о / &) м ( она называется медленной магнито-ззуковой волной), то ее скорость обращается в нуль при us - - 0 и потому она в холодной плазме отсутствует. Отметим, что предположение о холодности плазмы позволяет пренебрегать тепловым разбросом скоростей ионов и описывать их гидродинамически даже в отсутствие столкновений. Условие иА с оправдывает пренебрежение токами смещения в уравнениях магнитной гидродинамики. [8]
Что касается третьей ветви, ( ио / К ж ( она называется медленной магнитозвуковой волной), то ее скорость обращается в нуль при us - 0 и потому она в холодной плазме отсутствует. Отметим, что предположение о холодности плазмы позволяет пренебрегать тепловым разбросом скоростей ионов и описывать их гидродинамически даже в отсутствие столкновений. Условие и А С с оправдывает пренебрежение токами смещения в уравнениях магнитной гидродинамики. [9]
В нерелятивистской плазме ввиду сильного затухания Ландау этот тип колебаний существовать не может. Однако такие колебания возможны в ультрарелятивистской плазме, одномерной к тепловому разбросу скоростей, которое реализуется в сильном внешнем магнитном поле. В трехмерной плазме колебания такого типа невозможны. [10]
Эта же скорость будет вообще характерна для распространения возмущений в плазме. Поскольку в то же время она велика ( в силу (38.1)) по сравнению с тепловыми скоростями ионов, то для большинства задач о движении плазмы можно вообще пренебречь тепловым разбросом скоростей ионов. [11]
Эта же скорость будет вообще характерна для распространения возмущений в плазме. Поскольку в то же время она велика ( в силу ( 38 1)) по сравнению с тепловыми скоростями ионов, то для большинства задач о движении плазмы можно вообще пренебречь тепловым разбросом скоростей ионов. [12]
Сверхвысокочастотные волновые процессы удовлетворяют этому требованию, что позволяет использовать классическую статистику и проводить анализ на основе гидродинамической модели. Как показано в работе [5], результаты гидродинамической теории совпадают с результатами кинетического рассмотрения только при условии, что частота и соударений не зависит от скорости носителей. Более того, очень часто используется приближение, в котором не учитывается тепловой разброс скоростей электронов, а также столкновения и диффузия в пучке. Именно в рамках этих предположений запишем основные уравнения гидродинамической модели. [13]
Страницы: 1