Cтраница 2
Макинсон [61] рассматривал теплопроводность при промежуточных температурах и в присутствии остаточного сопротивления. В первом приближении вариационного метода W0 и Wi строго аддитивны. Это происходит в силу предположения, что с з, ибо предположение о существовании времени релаксации также приводит к этому соотношению. Согласно третьему приближению Зондгеймера, тепловое сопротивление Wt заметно отличается от значения, получаемого в первом приближении при самых низких температурах. При увеличении температуры тепловое сопротивление постепенно приближается к кривой Макинсона. Таким образом, верхний предел отклонения от аддитивности сопротивлений является просто разностью между значениями теплового сопротивления Wi, данными Макинсоном и Зондгеймером, причем это отклонение всегда положительно. Так как численное решение Клеменса дает еще меньшие значения для Wi, то, по-видимому, в этом случае отклонения будут несколько больше. [16]
Макинсон [61] рассматривал теплопроводность при промежуточных температурах и в присутствии остаточного сопротивления. В первом приближении вариационного метода W0 и W - b строго аддитивны. Это происходит в силу предположения, что с г, ибо предположение о существовании времени релаксации также приводит к этому соотношению. Идеальное сопротивление увеличивается с температурой; однако увеличение происходит не монотонно до Wcc. Согласно третьему приближению Зондгеймера, тепловое сопротивление W заметно отличается от значения, получаемого в первом приближении при самых низких температурах. При увеличении температуры тепловое сопротивление постепенно приближается к кривой Макинсона. Чем выше остаточное сопротивление, тем в большей степени тепловое сопротивление W приближается к значению, данному Макинсоном, ибо зависимость Cj ( -) все более приближается к пропорциональной сДг г. Таким образом, верхний предел отклонения от аддитивности сопротивлений является просто разностью между значениями теплового сопротивления И7, данными Макинсоном и Зондгенмором, причем это отклонение всегда положительно. Так как численное решение Клеменса дает еще меньшие значения для Wi: то, по-видимому, и этом случае отклонения будут несколько больше. [17]
Макинсон [61] рассматривал теплопроводность при промежуточных температурах и в присутствии остаточного сопротивления. В первом приближении вариационного метода W0 и Wi строго аддитивны. Это происходит в силу предположения, что с з, ибо предположение о существовании времени релаксации также приводит к этому соотношению. Согласно третьему приближению Зондгеймера, тепловое сопротивление Wt заметно отличается от значения, получаемого в первом приближении при самых низких температурах. При увеличении температуры тепловое сопротивление постепенно приближается к кривой Макинсона. Таким образом, верхний предел отклонения от аддитивности сопротивлений является просто разностью между значениями теплового сопротивления Wi, данными Макинсоном и Зондгеймером, причем это отклонение всегда положительно. Так как численное решение Клеменса дает еще меньшие значения для Wi, то, по-видимому, в этом случае отклонения будут несколько больше. [18]
Возникает вопрос о том, как учесть влияние границы. Если рассеяние на поверхности полностью хаотично, то электроны, покидающие поверхность, в среднем не будут нести импульса, параллельного поверхности. Эквивалентное распределение может быть получено в бесконечной среде, если положить Е равным нулю везде за границей. Этот вывод приводит к интегрированию уравнения (17.7) по физическому объему. Плоская поверхность может быть рассмотрена методом зеркального изображения. Если среда занимает полупространство х 0, то можно считать, что Е ( - х, у, z) E ( x, у, z), и вести интегрирование по всему объему. Рейтером и Зондгеймером, предполагалось, что зеркально рассеивается некоторая часть р электронов, а часть 1 - р рассеивается диффузно. [19]
Возникает вопрос о том, как учесть влияние границы. Если рассеяние на поверхности полностью хаотично, то электроны, покидающие поверхность, в среднем не будут нести импульса, параллельного поверхности. Эквивалентное распределение может быть получено в бесконечной среде, если положить Е равным нулю везде за границей. Этот вывод приводит к интегрированию уравнения (17.7) по физическому объему. В случае зеркального отражения от границы картина более сложная. Плоская поверхность может быть рассмотрена методом зеркального изображения. Если среда занимает полупространство х 0, то можно считать, что Е ( - х, у, z) Е ( х, у, z), и вести интегрирование по всему объему. В модели, рассматривавшейся Рейтером и Зондгеймером, предполагалось, что зеркально рассеивается некоторая часть р электронов, а часть 1 - р рассеивается диффузно. [20]