Основные свойства газоразрядной плазмы

Состав газоразрядной плазмы. Восстановление плазмой нейтральности. Энергетический спектр тяжелых частиц (атомов и молекул). Столкновения частиц в плазме. Диффузия и амбиполярная диффузия в плазме. Механизмы эмиссии электронов из катода в газовом разряде.

Рубрика Физика и энергетика
Вид контрольная работа
Язык русский
Дата добавления 25.03.2016
Размер файла 66,6 K

Отправить свою хорошую работу в базу знаний просто. Используйте форму, расположенную ниже

Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Контрольная работа

ОСНОВНЫЕ СВОЙСТВА ГАЗОРАЗРЯДНОЙ ПЛАЗМЫ

Содержание

1. Состав газоразрядной плазмы

2. Нейтральность плазмы

3. Восстановление плазмой нейтральности

4. Энергетический спектр тяжелых частиц (атомов и молекул)

5. Столкновения частиц в плазме

6. Плазма в электрическом поле

7. Диффузия и амбиполярная диффузия в плазме

8. Механизмы эмиссии электронов из катода в газовом разряде

Литература

1. Состав газоразрядной плазмы

Плазма любого вида - эти ионизированный газ при таких концентрациях заряженных частиц, когда их взаимодействие обеспечивает макроскопическую нейтральность во всем объеме, при этом локальные нарушения нейтральности приводят к появлению сильных электрических полей, быстро восстанавливающих указанную нейтральность. Основы физики плазмы были заложены Ленгмюром в 1923 году, и смысл данного определения станет ясен из последующего изложения.

Плазма газа, состоящего из атомов («атомарного» газа), содержит следующий набор частиц:

Частица

Обозначение

Масса

Заряд

q *)

Концентрация частиц **)

Темпера-тура ***)

атом

А

МА

0

NA

ТА

положительный однократно заряженный ион

А+

~MA

+e

N+

T+

положительный двукратно заряженный ион

А++

~MA

+2e

N++

T++

положительный k-кратно заряженный ион

Аk+

~MA

+ke

Nk+

Tk+

электрон

e

me

-e

ne

Te

*) e-элементарный электрический заряд; е =1,6·10-19 Кл

**) Концентрация частиц данного сорта - количество таких частиц в единице объема. [N]=м-3, см-3;

***)Когда распределение по скоростям частиц данного сорта описывается формулой Максвелла-Больцмана, (что обычно либо имеет место, либо является приближением), то такое распределение характеризуется температурой T. [Т]=К, эВ. Средняя энергия частиц данного сорта (при Максвелловском распределении) , где k=1,38·10-23 Дж·К-1 -постоянная Больцмана.

Очевидно, что если газ состоит из молекул Am (например, N2, O2), то плазма наряду с атомарными ионами и электронами может содержать положительные молекулярные ионы: Am+, Am++ и др., а в некоторых особых случаях “электроотрицательных” газов- и отрицательно заряженные ионы: Am-.

Если в плазме ТА?Te?T+?…?Tk+, то такая плазма называется изотермической, для нее справедлива формула Саха, которая позволяет определить при данной Те. Если же Te >>ТА; T+…Tk+, то плазма называется неизотермической.

2. Нейтральность плазмы

Ионизованный газ будет электрически нейтрален, если заряд единицы объема (или объемная плотность заряда) с (размерность [с]=К·м-3 или К·см-3) равен нулю, т.е. с=с++с-=0.

Для “атомарной” плазмы, содержащей электроны и положительные ионы A+…Ak+ для величины с имеем

с = e• - ne·e,(1.1)

где k - кратность иона, z - заряд ядра частицы (максимально возможная кратность иона), откуда при с=0 из (1.1) получим условие нейтральности плазмы, которое имеет вид

.(1.2,а)

В наиболее распространенном случае низкотемпературной «слабоионизированной» газоразрядной плазмы при наличии только однократных положительных атомарных ионов A+, условие нейтральности будет

ne = N+.(1.2,б)

Степень ионизации плазмы вводится следующим выражением:

.(1.3)

Для «слабоионизированной» плазмы, т.е. если , то .

3. Восстановление плазмой нейтральности

газоразрядный плазма атом диффузия

Это свойство плазмы является одним из фундаментальных. Поясним его. Если пробный заряд (+q) поместить в вакуум или нейтральный газ, то возникает силовое поле, создаваемое зарядом, распределение потенциала ц которого в пространстве будет

.

При помещении заряда (+q) в плазму, положительные ионы плазмы в поле, создаваемом этим зарядом, будут испытывать отталкивание от заряда (+q), а электроны - притяжение к нему, т.е. заряд электронов будет стремиться компенсировать (экранировать) внесенный пробный заряд (+q), вследствие чего распределение потенциала изменится:

,

где rД - дебаевский радиус экранирования, или поляризационная длина. Для изотермической плазмы

.(1.4)

Видно, что rД зависит от отношения T и ne и не зависит от конкретного вида атомов. Для расчетов можно использовать формулу

.

Чтобы понять как же обеспечивается нейтральность плазмы, оценим масштаб ее спонтанных нарушений, связанных с тепловым движением заряженных частиц, при которых нейтральность плазмы способна восстановиться. Рассмотрим бесконечно протяженную электрически нейтральную плазму, и из тонкого слоя, толщиной х переместим все электроны вправо на расстояние l~x. В результате левый слой оказывается заряженным положительно c удельным объемным зарядом ne·e, а правый - отрицательно. Электрическое поле получившегося плоского конденсатора в системе СГС будет:

;

где у - поверхностная плотность зарядов. В нашем случае , и тогда . Разность потенциалов между слоями (е?1), т.е. между этими слоями возникло поле, стремящееся их сблизить, и тогда можно написать для величины потенциальной энергии (слоя электронов) относительно слоя ионов . С другой стороны, частицы находятся в постоянном тепловом движении, которое может развести их еще дальше, т.е. - против поля.

В случае, если потенциальная энергия в электрическом поле е' будет больше тепловой kT, то есть , то слои будут сближаться, и быстро займут свое исходное положение. Отсюда получим

,(1.5)

т.е. плазма сохраняет нейтральность, если размер плазменной области l>rД, а радиус экранирования Дебая является ещё и пространственным масштабом разделения зарядов в плазме. Чем выше ne, тем в меньшем объеме можно реализовать нейтральную плазму, и наоборот, чем ne меньше, тем б'ольшие размеры плазменной области необходимы.

Закон движения электрона при сближении зарядов можно получить из уравнения его движения

, (1.6)

где F-сила, действующая на электрон, знак минус учитывает движение электрона против поля. Уравнение (1.6) можно переписать в виде:

,

где - плазменная или ленгмюровская частота, зависящая от ne и me. Решение этого уравнения имеет вид , т.е. слой электронов будет совершать гармонические плазменные колебания. В нашем рассмотрении уравнение (1.6) описывает незатухающие колебания, но если бы мы учли потери энергии электронами при столкновении с атомами газа, то колебания стали бы затухающими, и в конце концов нейтральность плазмы будет восстановлена.

При этом временным масштабом разделения зарядов можно считать время прохождения электроном расстояния порядка радиуса Дебая

или .(1.7)

Очевидно, что помимо зарядов плазма осуществляет экранировку также и внешних электрических полей. Например, если потенциал внешнего поля без плазмы линейно зависит от x; то после помещения в такое поле плазмы изменение потенциала будет иметь место только у границ плазменной области на расстоянии rД, а непосредственно в плазме и поле .

4. Энергетический спектр тяжелых частиц (атомов и молекул)

Под энергетическим спектром понимают дискретный набор значений внутренней потенциальной энергии частицы (набор энергетических уровней). Например, конкретному набору квантовых чисел атома: {n, l, s, me, ms} соответствует определенное значение внутренней потенциальной энергии е. Одно и то же значение энергии может быть реализовано несколькими наборами квантовых чисел, и их количество определяется величиной статического веса уровня g. В состоянии термодинамического равновесия концентрация частиц в различных энергетических состояниях (на различных уровнях) описывается формулой Больцмана. Например, для пары уровней (“i”-верхний квантовый уровень, “k”-нижний, еik):

,(1.8)

Очевидно, что если gi=gk, то Ni<Nk.

Если переход i>k разрешен правилами отбора, то излучается квант света, частота которого

.(1.9)

где h - постоянная Планка, h=6,62·10-34Дж·с. Спонтанные переходы i>k для различных пар уровней происходят с разной вероятностью, определяемой коэффициентом Эйнштейна для спонтанного перехода Aik (Aik-количество переходов в единицу времени в расчете на одну частицу). Для оптических переходов разных типов Aik изменяется в диапазоне Aik=103…109 с-1. Совокупность всех квантовых переходов в ансамбле квантовых частиц образует спектр излучения. Все уровни, энергия которых отличается от нулевой (основное энергетическое состояние (уровень) частицы), наз. возбужденными. Если все переходы с данного уровня «вниз» запрещены правилами отбора, то такой уровень наз. метастабильным.

Энергия, при сообщении которой атому, один из электронов может покинуть атом, т.е. становится “свободным”, называется энергией ионизации атома, и в результате возникает пара заряженных частиц: А0+ и электрон е-.

5. Столкновения частиц в плазме

В результате столкновений могут изменяться направление и модули скоростей частиц, а также их потенциальная энергия. Плазма - ионизированный газ, поэтому частицы в плазме движутся по тем же законам, что и в газе. Отличия от газа возникают из-за присутствия заряженных частиц - электронов и ионов. В общем случае они совершают движение в создаваемых внешними источниками, а также заряженными частицами плазмы, электрическом и магнитном макро- и микрополях по довольно сложным траекториям. Наибольший интерес для нас будут представлять столкновения электронов, являющихся главными носителями тока в плазме, а именно: упругие и неупругие столкновения с атомами, а также с другими электронами и ионами.

Упругие столкновения. При упругом столкновении частиц их суммарная кинетическая энергия до- и после столкновения не изменяется. При упругом столкновении электрон передает атому часть ДЕ своей кинетической энергии Еk

.(1.10)

Обычно вероятность столкновения уменьшается с ростом энергии электрона, но для тяжелых газов при малых скоростях электронов она становится аномально малой, т.е. тяжелые газы оказываются «прозрачными» для электронов (эффект Рамзауэра).

Неупругие столкновения 1-го рода. При неупругих столкновениях частиц 1-го рода их кинетическая энергия полностью или частично переходит во внутреннюю потенциальную энергию тяжелой частицы, при этом может измениться «качество частицы», а именно,- появляются возбужденные атомы, ионы, происходит диссоциация молекул. В качестве примера приведем запись реакции ударного возбуждения атома в результате столкновения с быстрым электроном:

(Ai*- атом в возбужденном состоянии «i»),

а также реакции ударной ионизации атома:

(A0+-положительный ион, ионизированный атом).

Очевидно, что возбуждение (ионизация) носит пороговый характер. Например, минимальная скорость электрона vпор, необходимая для сообщению атому энергии, будет , т.к. при ней кинетическая энергия электрона равна энергии возбуждения атома .

Если в направлении «x» движется пучок электронов, то за счет столкновений с атомами число электронов в нем по координате x снижается по закону , где Q - площадь эффективного сечения столкновения, [Q]=см2. Если обозначить время между двумя столкновениями через ф, а через f - частоту столкновений, и л - длину свободного пробега частиц между столкновениями, то

, и .

Если обозначить скорость ударного возбуждения (ионизации) при столкновении частиц через F, [F]=см-3с-1, то

,(1.11)

где f(v) - функция распределения электронов по скоростям (энергиям), kв-константа возбуждения (ионизации), на-частота возбуждения (ионизации) в расчете на один атом, не-частота возбуждения (ионизации) в расчете на один электрон. Очевидно, что при ve<vпор Q=0, а при ve>vпор Q>0, и поэтому в (1.11) скорость vпор является нижним пределом интегрирования. Выше порога сечение растет, достигает максимума и далее снижается. Изменение сечения объясняется взаимодействием быстрого электрона с валентным электроном атома, При ионизации энергия валентного электрона должна быть равна еi, при этом наиболее вероятна ситуация, когда энергия валентного и быстрого электронов будут равны, следовательно, ионизация наиболее вероятна (сечение Qi максимально), когда энергия быстрого электрона равна 2еi. При энергиях электрона е, превышающих 2еi, т.е. е>2еi, время его взаимодействия с атомом сокращается, и вероятность ионизации (сечение) снижается. Отметим, что при ионизации не накладывается никаких ограничений на начальные и конечные состояния атомного электрона, вследствие чего, если энергия налетающего электрона достаточна, возможна и многократная ионизация атома.

Возможна и так называемая «двухступенчатая» ударная ионизация:

1 ступень - ударное возбуждение:

;

2 ступень-ударная ионизация возбужденного атома другим электроном:

Неупругие столкновения 2 рода. При таких столкновениях вся внутренняя потенциальная энергия тяжелой частицы или часть ее превращается в кинетическую энергию частиц. Наиболее важные виды таких столкновений:

1) сверхупругие столкновения с электронами А*+е>А0+{е+екин};

2) перезарядка-столкновение иона (атомарного или молекулярного), обладающего внутренней потенциальной энергией еi, с нейтральной частицей (атомом или ионом) двух видов:

а) симметричная-для одинаковых атомов, при этом атом ионизируется, а положительный ион нейтрализуется (или уменьшает заряд):

(А')+ + (А'')0 > (А')0 + (А'')+.

Важность «симметричной» перезарядки в плазме состоит в том, что если ион (А')+ обладал высокой скоростью, например, предварительно ускорившись в электрическом поле, то после столкновения такую скорость приобретает нейтральная частица (А')0

б) несимметричная, или перезарядка в”условиях случайного резонанса”, участвуют ионизированный атом А+ и нейтральный атом В:

А+ + В > А + В+ {±kT}.

Процесс является “резонансным”, т.е. требует близких (с точностью до средней кинетической энергии частиц ~kT ) значений энергии «начального» А+ и «конечного» В+ ионов. Совпадение уровней основного состояния ионов происходит редко, поэтому обычно перезаряжается основное состояние иона А0+ «на» возбужденные состояния другого-В+*, находящиеся в энергетическом “квазирезонансе” с А0+. Сечение перезарядки для пар различных частиц QПЗ~10-16…10-14см2, т.е. по порядку величины равно газокинетическому сечению.

3) Пеннинг-процесс. Так называют столкновение двух нейтральных атомов - возбужденного А* и невозбужденного В, при этом, если е(A*)?е(В+), то в результате столкновения возникает пара заряженных частиц-положительный ион В+ и электрон:

А* + В > А + В+ + {е+Де}.

Электрон уносит энергию любой величины, так что ограничений на величину е(A*)-е(В+)=Де не накладывается, и она может быть любой положительной. Важность Пеннинг-процесса для физики газового разряда заключается в том, что эта реакция увеличивает эффективную частоту ионизации и проводимость газа.

4) Рекомбинация (нейтрализация) заряженных частиц в плазме бывает четырех видов:

а) ион-ионная: . Энергия ионизации А+ должна быть чуть больше энергии сродства электрона к отрицательному иону В- (на величину ~kT).

б) электрон-ионная радиационная (ударно-излучательная):

При “двухчастичной” электрон-ионной рекомбинации, происходящей по схеме: , сталкиваются ион А+ и электрон, при этом выделяющаяся энергия, равная (е+*), может быть унесена только фотоном (энергия hн), что оказывается маловероятным. Скорость данного процесса будет

,

где брек - коэффициент рекомбинации, зависящий от скорости (температуры) электрона:

При “трехчастичной” электрон-ионной рекомбинации, происходящей по схеме: , сталкиваются ион А+ и два электрона, с последующим излучением фотона. Вероятность такой реакции намного выше, чем “двухчастичной” рекомбинации, поскольку появляется второй электрон, способный ”унести” энергию, равную (е+*)=Де. Вероятность трехчастичной рекомбинации, по сравнению с двухчастичной, намного выше из-за того, что второй электрон уносит избыток энергии Де. Скорость данного процесса будет

,

где б*рек- коэффициент рекомбинации б*рек>>брек, зависящий от скорости (температуры) электрона. б*рек~Te-9/2.

в) диссоциативная (наблюдается в молекулярных газах):

г) электрон-ионная рекомбинация на поверхности твердого тела-одна из основных в газовых разрядах низкого давления: энергия, выделяющаяся при рекомбинации иона и электрона, передается атомам поверхности.

5) Прилипание электрона к молекуле и образование отрицательного молекулярного иона. Газы, которые склонны образовывать отрицательные ионы, называют электроотрицательными (например, галогены). Важность этого процесса в газовом разряде состоит в том, что после взаимодействия с быстрым электроном мы получаем медленный отрицательно-заряженный молекулярный ион.

6. Плазма в электрическом поле

Плазма, помещенная во внешнее электрическое поле, благодаря перемещению в этом поле заряженных частиц, способна проводить электрический ток.

Дрейф электронов и ионов в электрическом поле. На тепловую скорость электрона начинает накладываться его дрейфовое движение в электрическом поле. В самом деле, в промежутке времени ф между двумя последовательными столкновениями с атомами, на электрон действует сила , где Е-напряженность поля. За время между столкновениями эта сила сообщает электрону импульс ; или , далее после столкновения с частицей газа электрон теряет часть набранной энергии и скорости, далее опять набирает её и т.д. Полагая скорость дрейфа электрона

,(1.12)

где -подвижность электрона, [м]=см2·В-1·с-1. При этом нужно учитывать все столкновения электрона с передачей энергии (кроме электрон-электронных), главные из которых-упругие, т.е. . Аналогично скорость дрейфа ионов:

,

где мi - подвижность ионов в электрическом поле. Очевидно, что так как me<<Mi, то ме>>мi.

Плотность тока в плазме. Проводимость плазмы. Найдем связь между плотностью тока проводимости плазмы j и величиной напряженности поля Е. Вычислим плотность тока j, т.е. заряд, переносимый за 1с полем Е через площадку 1см2, расположенную перпендикулярно вектору Е. Через данную площадку пройдут заряженные частицы: навстречу полю-электроны, которые находятся в “параллелепипеде скоростей” с основанием 1см2 и высотой vдр,е, и «по полю»-положительные ионы, находящиеся в параллелепипеде с высотой vдр,i:

,(1.13)

где у-удельная проводимость. Выражение (1.13) представляет собой закон Ома в дифференциальной форме.

7. Диффузия и амбиполярная диффузия в плазме

Под диффузией в газе и плазме понимают движение частиц под действием градиента их концентрации. Скорость диффузионного движения по закону Фика обратно пропорциональна концентрации N и пропорциональна величине градиента

: ,

где D - коэффициент диффузии. Для любых частиц . Для “однополярной” диффузии электронов (например, в пучке электронов в вакуумных приборах) и “однополярной” диффузии ионов (например в пучке ионов в вакуумной камере синхротрона) справедливы соотношения Эйнштейна: и . Очевидно, что т.к. при однополярной диффузии электронов и ионов: .

При возникновении градиента концентрации в плазме, электроны и ионы стремятся выровнять собственную концентрацию в объеме по данной координате с существенно различными скоростями (равными скоростям однополярной диффузии), в результате за счет того, что , в плазме возникает возникшее в результате разделения зарядов внутреннее микрополе с напряженностью Е', которое с силой F=еЕ' “удерживает” электроны и “вытягивает” ионы. Как результат действия данной силы, положительные ионы и электроны в процессе диффузии в плазме оказываются электростатически связанными, и такая диффузия называется амбиполярной (или двуполярной). Коэффициент амбиполярной диффузии

.(1.14)

8. Механизмы эмиссии электронов из катода в газовом разряде

Термоэлектронная эмиссия (ТЭЭ). Электроны удерживаются в металле электростатическими силами, которые препятствуют их выходу из катода. ТЭЭ характеризуется работой выхода ецТ, которая всегда меньше ионизационного потенциала ецТi из-за взаимодействия с окружающими атомами. Преодолеть работу (потенциал) выхода можно нагревом материала катода. Квантово-механическое рассмотрение дает выражение для плотности тока с поверхности катода (формула Ричардсона-Дэшмана):

, = 120 A/см2град2.(1.15)

Обычно коэффициент А примерно в 2 раза меньше теоретического из-за неоднородности материала катода:

металл

Cs

Fe, Ni, C, W, Ta

Al

ецТ, эВ

1,9

4.1…4.5

3.0

Покрытие поверхности катода некоторыми веществами (Ba, Th и др.) -активирование катода-создает электрическое поле вблизи поверхности катода, направленное внутрь катода и “вытягивающее” электроны, так что необходимая температура катода существенно понижается (эффект Шоттки).

Автоэлектронная эмиссия (АЭЭ). Сильное электрическое поле ЕАЭЭ вблизи поверхности катода (E?106В•см-1, которое может быть создано в газовом разряде положительным объемным зарядом вблизи катода), в соответствии с эффектом Шоттки также снижает работу выхода, в результате катод может быть даже «холодным», и плотность тока:

.(1.16)

Этот эффект объясняет квантовая механика: поле обеспечивает «вытягивание» электронов через потенциальный барьер, равный работе выхода.

Фотоэлектронная эмиссия (ФЭЭ). При ФЭЭ (фотоэффекте) энергия для выхода электрона может быть получена от фотона достаточной частоты н и энергии: . Работа выхода для фотоэффекта ецф больше, чем для термоэмиссии ецТ: . Пороговая частота кванта света для фотоэффекта . Если частота фотона н>нпор, то излишек энергии частично превращается в кинетическую энергию электрона, а частично - в кинетическую энергию атомов металла, т.е.-в тепло. Обычно н для большинства металлов лежит в УФ-диапазоне. Однако, если обработать поверхность катода щелочным металлом, то нпор смещается в длинноволновую область спектра (например для цезия, лпор~1мкм).

Ионно-электронная эмиссия (ИЭЭ). Условия эмиссии электрона при бомбардировке ионами газа: , то есть сумма внутренней потенциальной энергии иона (энергии ионизации) и его кинетической энергии, затрачивается на освобождение двух электронов, из которых один рекомбинирует с ионом газа в кристаллической решетке катода, а другой эмитируется в газ. Вероятность этого события определяется коэффициентом г - числом электронов на один ион, достигающий поверхности катода. г растет с ростом скорости иона (величины ускоряющего поля), зависит от рода газа и материала катода, обычно =0,01…0,3.

Атомно-электронная эмиссия (АтЭЭ). АтЭЭ, представляющая собой эмиссию при бомбардировке катода нейтральными атомами менее эффективна, чем ИЭЭ. Условия эмиссии электрона для бомбардирующего атома в основном состоянии , скорость необходима высокая, поэтому г - мал. Условие АтЭЭ для возбужденного (метастабильного) атома . В этом случае теоретически г~0,01…0,3.

Процессы ФЭЭ, ИЭЭ и АтЭЭ часто называют «г-процессами на катоде».

Литература

1. Ю.П.Райзер. Физика газового разряда. - М., Наука. 1987. 592 с., 2-е изд. - 1992. -536с.

2. В.Г.Грановский. Электрический ток в газе. Установившийся ток. - М., Наука. 1971. -543с.

3. И.М.Каганов. Ионные приборы. - М., Энергия, 1972. - 526с.

4. В.Е.Голант, А. П. Жилинский, И. Е. Сахаров. Основы физики плазмы. - М., Атомиздат, 1977. - 384с.

5. Рохлин Г.Н. Разрядные источники света. М., 2011.-719с.

6. Энциклопедия низкотемпературной плазмы // Под ред. В.Е.Фортова. Вводный том (в 4 книгах). М., Физматлит. 2010. Разделы:

«2.Элементарные процессы в плазме» (Кн.1), «4.Генерация плазмы и газовые разряды» (Кн.2), «10.Плазменная электроника»(Кн.4).

7. Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Том XI-4 «Газовые и плазменные лазеры» // Под ред. С.И.Яковленко. М., Физматлит. 2005.- 825с.

8. Велихов Е.П., Ковалев А.С., Рахимов А.Т. Физические процессы в газоразрядной плазме. М., Наука. 1987.-159с.

9. И.Г.Иванов, Е.Л.Латуш, М.Ф.Сэм. Ионные лазеры на парах металлов. М., 2010.-256c.

10. И.С.Маршак и др. Импульсные источники света. М., 1978.-472c.

11. М.И.Ломаев, А.Н.Панченко, Э.А.Соснин, В.Ф.Тарасенко. Газоразрядные источники спонтанного ультрафиолетового излучения. Изд ТГУ. Томск. 2009. -107с.

Размещено на Allbest.ru


Подобные документы

  • Анализ отрицательных и положительных свойств пылевой плазмы. Изучение процессов в пылевой плазме при повышенных давлениях. Механизмы самоорганизации и образования плазменно-пылевых кристаллов. Зарядка в газоразрядной плазме. Пылевые кластеры в плазме.

    реферат [25,8 K], добавлен 26.09.2012

  • Механизм функционирования Солнца. Плазма: определение и свойства. Особенности возникновения плазмы. Условие квазинейтральности плазмы. Движение заряженных частиц плазмы. Применение плазмы в науке и технике. Сущность понятия "циклотронное вращение".

    реферат [29,2 K], добавлен 19.05.2010

  • Возникновение плазмы. Квазинейтральность плазмы. Движение частиц плазмы. Применение плазмы в науке и технике. Плазма - ещё мало изученный объект не только в физике, но и в химии (плазмохимии), астрономии и многих других науках.

    реферат [43,8 K], добавлен 08.12.2003

  • Расчет основных параметров низкотемпературной газоразрядной плазмы. Расчет аналитических выражений для концентрации и поля пространственного ограниченной плазмы в отсутствие магнитного поля и при наличии магнитного поля. Простейшая модель плазмы.

    курсовая работа [651,1 K], добавлен 20.12.2012

  • Применение методов ряда фундаментальных физических наук для диагностики плазмы. Направления исследований, пассивные и активные, контактные и бесконтактные методы исследования свойств плазмы. Воздействие плазмы на внешние источники излучения и частиц.

    реферат [855,2 K], добавлен 11.08.2014

  • Коэффициенты диффузии, ступенчатые поверхности. Алгоритм Метраполиса, метод Монте-Карло, парциальное и среднее покрытие, термодинамический фактор. Диффузия системы взаимодействующих частиц. Зависимость среднего покрытия от химического потенциала.

    дипломная работа [1,2 M], добавлен 10.12.2013

  • Изучение понятия неоднородности плазмы. Определение напряженности поля, необходимой для поддержания стационарной плазмы. Кинетика распыления активных частиц ионной бомбардировкой. Взаимодействие ионов с поверхностью. Гетерогенные химические реакции.

    презентация [723,6 K], добавлен 02.10.2013

Работы в архивах красиво оформлены согласно требованиям ВУЗов и содержат рисунки, диаграммы, формулы и т.д.
PPT, PPTX и PDF-файлы представлены только в архивах.
Рекомендуем скачать работу.