Длина - пробег - электрон
Cтраница 2
Вклад, вносимый в инжекционные токи процессами обратного рассеяния, можно оценить, сравнив длины пробега электронов, образующихся под действием излучения высоких энергий, и фотоинжектированных электронов. Пробег электронов, образующихся под действием излучения, должен быть больше и может служить нижней границей для максимальных длин пробега, ожидаемых для более медленных фотоинжектированных электронов. Еще лучшее согласие с экспериментом наблюдается при Ь 245 А и обратном рассеянии 33 % инжектированных электронов, но столь большое Ь превышает соответствующее значение для высокоэнергетических электронов. [17]
Из табл. 6.10 видно, что в жидких углеводородах, молекулы которых имеют несферическую форму, длины пробега электронов имеют примерно ту же величину, что и в антрацене ( см. разд. Пробег электронов в таких жидкостях, как тетраметилсилан, поразительно велик; если учесть, что при этом инжектированные электроны имеют низкую кинетическую энергию, такое поведение является весьма серьезным аргументом в пользу предположения о том, что первоначально горячие электроны большую часть своего пробега совершают тогда, когда они находятся в надтепловом состоянии. [19]
 |
Ионизационный вакуумметр с холодным катодом.| Обычный, или наклеиваемый, тензометр. [20] |
В приборе Филипса этот недостаток устранен с помощью направленного магнитного поля, наличие которого значительно увеличивает длину пробега электронов. [21]
Поле Л, определяющее масштаб амплитуд падающей волны, когда начинает проявляться нелинейность, сильно зависит от длины пробега электронов. Экспериментально достаточно просто получить амплитуду Н - до сотни эрстед, поэтому в металлах может быть реализована как слабая ( Ь 1), так и сильная ( Ь 1) нелинейность. При более высоких температурах или в грязных образцах, когда длина пробега уменьшается, / 10 - 3 - К) - 4 см, поле Л достигает значений сотен тысяч или миллионов эрстед, и эффекты магнитодинамической нелинейности оказываются пренебрежимо малыми. [22]
Отсюда следует, что во всяком случае, если даже длина волны плазменных колебаний превышает или сравнима с длиной пробега электронов в газе ( Я & 1), то для плазменных колебаний, распространяющихся в слабоионизованном газе, выполняются адиабатические условия. [23]
Постоянство проводимости вдоль всей среды и независимость ее от магнитного поля - возможны только в том случае, когда длина пробега электронов мала по сравнению с радиусом кривизны их траектории в магнитном поле. С этим необходимо считаться при использовании уравнений магнитогидродинамики для исследования плазмы. Отмеченные условия не соблюдаются, в частности, в слишком разряженной среде и сильном магнитном поле. [24]
Займан [34, 35], однако, показал, что в частично упорядоченной среде такого рода операция приводит к заниженным значениям длины пробега электронов. Занижение обусловлено игнорированием корреляцией рассеяния электронов частично упорядоченными ионами. Этот вывод был сделан Займаном на основании сравнения расчетных и экспериментальных данных по жидким металлам, однако его, очевидно, можно распространить и на случай плотной плазмы, также обладающей квазирешеткой. [25]
На нерезкость преобразования влияет не только средний размер зерна пленки, но и энергия фотонов, поскольку она определяет длину пробега электронов в эмульсии. [26]
В [66] обнаружено, что в тонких ( около 100 А) монокристаллических пленках CoSi2 на кремнии при гелиевых температурах длина пробега электронов достигает 1000 А. Этот факт предполагает зеркальный характер рассеяния электронов на внутренней и внешней границах пленки. По-видимому, здесь требуется разработка микроскопической теории, в которой будут учтены структурные изменения поверхностного слоя. [27]
Электризация частично проникающими электронными или ионными пучками проводится в вакууме, причем энергия электронов выбирается таким образом, чтобы, с одной стороны, длина пробега электронов в полимере была значительно меньше толщины пленки, а с другой стороны, чтобы коэффициент вторичной электронной эмиссии - был меньше единицы, ибо только в этом случае заряжаемая поверхность приобретает устойчивый заряд отрицательного знака. Кинетика зарядки полимерных пленок электронным пучком в вакууме также свидетельствует об экспоненциальном возрастании U3 с течением времени зарядки, причем время релаксации i определяется силой тока электронного пучка. [28]
Считалось, что длина свободного пробега в стеклах и жидкостях не превышает одного-двух межмолекулярных расстояний, хотя хорошо известно, что в жидких металлах длина пробега электронов того же порядка, что и в твердых. Сравнивая ход электропроводности до и после плавления в полупроводниках, где плавление не изменяет ближнего порядка, можно прийти к заключению, что не только ширина запрещенной зоны, но и подвижность мало изменяются после плавления. Если структурные флюктуации имеют в жидкостях атомные размеры, а длина электронных волн в десятки раз больше их, то возможно, что вероятность рассеяния свободных зарядов на таких неоднородностях невелика, а малая вязкость быстро выравнивает всякие другие дефекты с большим поперечным сечением рассеяния. [29]
Электризация частично проникающими электронными или ионными пучками проводится в вакууме, причем энергия электронов выбирается таким образом, чтобы, с одной стороны, длина пробега электронов в полимере была значительно меньше толщины пленки, а с другой стороны, чтобы коэффициент вторичной электронной эмиссии был меньше единицы, ибо только в этом случае заряжаемая поверхность приобретает устойчивый заряд отрицательного знака. Кинетика зарядки полимерных пленок электронным пучком в вакууме также свидетельствует об экспоненциальном возрастании 1 / э с течением времени зарядки, причем время релаксации i определяется силой тока электронного пучка. [30]
Страницы: 1 2 3 4