Curacao

Curacao.nu is de toonaangevende aanbieder van Nederlands kwaliteitsnieuws in het Nederlands voor alle doelgroepen.

Deeltjessimulatie van het effect van een sterk magnetisch veld op het laadproces van stofdeeltjes

De elektrische lading van stofdeeltjes levert een grote bijdrage aan de evaluatie van plasma’s in laboratoriumexperimenten, in de ionosfeer en in hun interplanetaire toestand. De stofdeeltjes zouden eerst vrij van lading moeten zijn, terwijl uiteindelijk de elektronen en ionen in botsing komen met het oppervlak van het stof en een grote kans hebben om eraan te blijven kleven en zo geladen te raken. Sommige factoren zoals foto-emissie, secundaire elektronenemissie, thermische emissie en elektromagnetische velden kunnen bijdragen aan het aantal elektrisch geladen stofdeeltjes17, 18. Orbital finite motion (OML) is een populaire methode om de bewegingsrichting van elektronen en ionen te volgen, terwijl het verschillende krachten in een plasma kan beïnvloeden, botsingsdoorsneden kan bepalen en de elektrische lading van stof bij evenwicht kan berekenen.19, 20.

Hier wordt aangenomen dat het stofdeeltje een geleidende bolvorm heeft, en dus het stofoppervlakpotentieel, φsdie afhangt van de elektrische lading / capaciteitsverhouding van de geleidende bol, φs = x/c, waar, \({\text{C}}=4\pi \varepsilon_{0}{\text{r}}_{\text{d}}}\) is de sferische stofcapaciteit21. De meeste elektronen worden vanwege hun lagere massa en hogere temperatuur meer blootgesteld aan stofdeeltjes dan aan ionen, wat een negatieve lading op het stofdeeltje veroorzaakt (φs <0). De netto lading kan positief zijn op het stof, ens > 0 door rekening te houden met andere factoren zoals de emissie van elektronen vanaf het stofoppervlak als gevolg van de emissie van licht. Het oplossen van de bewegingsvergelijkingen voor elektronen en ionen onthult de intensiteit van ionen- en elektronenflux naar stof met de voorwaarde φs <0 is waar22:

$$I_{i} = I_{0i}\left({1 – \frac{{z_{i}e\varphi_{s}}}{{k_{B}T_{i}}}} \right), $$

READ  Het eerste vervormde en psychedelische Webb-telescoopbeeld. Dit is waarom.

(1)

$$I_{e} = I_{0e}\exp\left({\frac{{e\varphi_{s}}}{{k_{B}T_{e}}} \right), $$

(2)

Anders, φs > 0 voor positief stof:

$$I_{i}=I_{0i}exp\left({\frac{{-z_{i}e\varphi_{s}}}{{k_{B}T_{i}}}} \right), $$

(3)

$$I_{e} = I_{0e}\left({1 + \frac{{e\varphi_{s}}}{{k_{B}T_{e}}}} \right), $$

(4)

waar zl is de mate van ionisatie, Tl is de ionentemperatuur, en TH is de temperatuur van het elektron. symbolen, kB En ikIs de Boltzmann-constante en de beginstroomsterkte voor respectievelijk elektronen en ionen:

$$I_{0\alpha } = 4\pi r_{d}^{2}n_{\alpha } q_{\alpha } \left ({\frac{{kT_{\alpha }}}{{ 2\pi m_{\alpha }}} \right)^{1/2},\quad \alpha = e,i,$$

(5)

waarH en Nl zijn respectievelijk het aantal elektronen en ionen per volume-eenheid, terwijl mα Het is e of i voor massa, en qαHet is of e of ik verantwoordelijk. De straal van de stofdeeltjes, rdr meestal slechts enkele micrometers, en de lading van de stofdeeltjes houdt het aantal elektronen en ionen in evenwicht.

$$\frac{dQ}{{dt}} = I_{e} + I_{i}. $$

(6)

door de equalizer in te voeren. (5) in vgl. (6), de negatieve en positieve mogelijkheden zijn respectievelijk de opbrengsten:

$$\frac{dQ}{{dt}}=4\pi er_{d}^{2}\sqrt {\frac{{k_{B}}}{{2\pi m_{e}}}}\ links \{{-n_{e}}\sqrt {T_{e}} exp \left({\frac{eQ}{{k_{B}CT_{e}}} \right) + n_{i} z_{ i } \sqrt{T_{i}}\left({1 – \frac{{z_{i}eQ}}{{k_{B}CT_{i}}} \right)} \right\},$$

(7)

$$\frac{dQ}{{dt}}=4\pi er_{d}^{2}\sqrt {\frac{{k_{B}}}{{2\pi m_{e}}}}\ links \{{-n_{e}\sqrt{T_{e}}\links({1 + \frac{{e\varphi_{s}}}{{k_{B}T_{e}}}}\rechts ) + n_{i} z_{i} \sqrt {T_{i}} exp \left ({\frac{{-z_{i}eQ}}{{k_{B}CT_{i}}}} \right )} \ Rechtsaf \}. $$

(8)

beide vergelijkingen. (7) en (8) zijn de tijdsevolutie van de elektrische lading van stofdeeltjes23.

Om de botsingen tussen stofdeeltjes en elektronen of ionen te evalueren, werd de Monte Carlo-methode toegepast. Elektronen en ionen hebben een doorsnede van σH en σl en energie eH en el , respectievelijk berekend door Vgl. (9) en (10) en stationaire stofdeeltjes met een Q-ladingdr straal pdr Ontworpen volgens de OML-theorie19:

$$\sigma_{e}=\pi r_{d}^{2}\left({1 + \frac{{Q_{d}}}{{4\pi \varepsilon_{0}r_{d}E_{ e}}}} \right), $$

READ  Er is bewijs gevonden van een asteroïde-botsing waarbij dinosaurussen op de maan zijn omgekomen

(9)

$$\sigma_{i}=\pi r_{d}^{2}\left({1 – \frac{{Q_{d}}}{{4\pi \varepsilon_{0}r_{d}E_{ i}}}} \ rechts) $$

(10)

waar E.H en elis de energie van het elektron en ion in eV. De doorsneden zijn onderhevig aan momentum en energiebesparing van de elektronen en ionen die interageren met de stofdeeltjes, dus de doorsneden zijn geldig voor de elektronen en ionen omdat ze worden geabsorbeerd of afgewezen door de stofdeeltjes24.

De in dit model toegepaste botsingsdoorsneden tussen elektronen en ionen zijn vergelijkbaar met die in25. Hieruit wordt de Coulomb-doorsnede, σ, van elektronen- en ionenverstrooiing door vaste stofdeeltjes gehaald26:

$$\sigma = \frac{{\pi \left({e_{\alpha }^{2}e_{\beta }^{2}} \right)ln\Lambda }}{{\left({ \mu v^{2} / 2} \right)^{2}}}=\frac{{\pi \left({e_{\alpha}^{2}e_{\beta}^{2} } \right) ln\Lambda }}{{16\pi ^{2}\varepsilon_{0}^{2}\left({\mu v^{2}/2} \right)^{2}}} =\frac{ {Q_{d}^{2}ln\Lambda }}{{16\pi \varepsilon_{0}^{2}E_{\alpha }^{2}}},\quad \alpha, \beta = e, ik, $$

(11)

waarbij α en de twee op elkaar inwerkende deeltjes zijn, is μ hun gereduceerde massa, dicht bij de elektronen- of ionenmassa vanwege een grote stofdeeltjesmassa, lnΛ is log coulomb ~10, eαen eβzijn deeltjesladingen, sdris de lading van het stofdeeltje, en E.αis de energie van een elektron of ion in eV.

Sophia Curtis

"Reizende ninja. Onruststoker. Spekonderzoeker. Expert in extreme alcohol. Verdediger van zombies."

Geef een antwoord

Het e-mailadres wordt niet gepubliceerd.

Back to top