Сильного поля случай

Н надо различать три существенно разных случая случай сильного поля, случай слабого поля и промежуточный случай. Остановимся подробнее на двух первых случаях. [c.70]

Наблюдение эффекта Зеемана соответствует случаю слабого поля и позволяет определить спин ядра J по общему числу расщеплений (21 + 1) (2/ + 1). Наблюдения же эффекта Пашена—Бака, соответствующего случаю сильного поля, позволяет определить спин ядра J по числу 2J + 1 расщепленных подуровней. [c.121]

В дальнейшем мы будем рассматривать только случай сильного поля на поверхности, для которого [c.50]

Наличие момента ядра / ведет к изменению полного магнитного момента всей атомной системы. Практически в тех сильных полях, которыми обычно пользуются при опытах Штерна—Герлаха, связь между магнитным моментом ядра [А/ и моментом электронной оболочки jxj разорвана, так что создаются условия, соответствующие предельному случаю эффекта Пашена — Бака. Каждая компонента пучка должна расщепляться еще на 2/- -1 компонент. [c.567]

Случай сильных полей х =------< 2. [c.294]

Из (13.20.4) ясно, что даже в отсутствие поля время перехода будет конечным, так как носители могут перемещаться от эмиттера к коллектору за счет диффузии. Для предельного случая сильных полей приведенные выше уравнения предсказывают, что время перехода приближается к величине которая ожидается при рассмотрении только дрейфовых процессов. [c.354]

Предельный случай сильных полей рассматривался в работе Гибсона [c.194]

Наличие ширин у резонирующих уровней позволяет ввести количественный критерий сильного поля для реальной двухуровневой системы. Рассмотрим простейший случай, когда состояние п —основное, а ширина состояния т — естественная (уш). Оче- [c.74]

Случай очень сильного поля с очень малой частотой. Выполняются неравенства, противоположные (4.18), т.е. [c.92]

Случай сложных атомов рассмотрен в работе [10.11] на примере поля циркулярной поляризации. В качестве потенциала атомного остова использовался модельный псевдопотенциал. В высокочастотном пределе построена система аналитических функций дискретного и непрерывного спектра во вращающейся системе Крамерса. Проведен расчет динамической поляризуемости атомов Ке, Кг и Аг в сильном поле излучения. Показано, что эффект сильного поля проявляется не только в изменении энергетического спектра (как выше в случае атома водорода), но и в перестройке одноэлектронного самосогласованного потенциала Хартри для атома в поле. Этот потенциал определяется параметрами лазерной волны. [c.259]

Отметим также один конкретный вывод об аналогии процессов не ли-нейной ионизации атомов и двухатомных молекул, сделанный в работах 11.38-11.39] для наиболее интересного случая ионизации в сильном поле вероятность туннельной ионизации двухатомных молекул (с учетом ряда деталей их строения) хорошо описывается той же формулой АДК (гл. IX), как и в случае туннельной ионизации атомов. [c.294]

Следует ожидать, что такая ударная волна, будучи цилиндрической и сходящейся, перед фокусировкой будет неограниченно усиливаться, т. е. факт разрывности волны, видимо, открывает принципиальную возможность ее неограниченного усиления. Физической особенностью этого предполагаемого случая кумуляции будет появление очень сильного поля внутри вещества, что может представлять интерес для разнообразных приложений. [c.339]

Как мы видели в предыдущем разделе, при однородном уширении абсорбционная оптическая бистабильность имеет то преимущество, что она дает больший цикл гистерезиса при фиксированном С, если А = 0 = 0. Но это не относится к случаю неоднородного уширения. Кроме того, даже при однородном уширении переключение с ветви с низким пропусканием на ветвь с высоким пропусканием происходит при меньших значениях входного поля, если А и 0 отличны от нуля. Это—существенное преимущество хотя бы потому, что наличие в поглотителе слишком сильного поля может [c.247]

Нужную кинетическую энергию можно сообщить электронам внешним электрическим полем. Одновременное выполнение законов сохранения энергии и квазиимпульса (42.42) будет возможно только в полупроводниках, у которых смещение экстремумов зон в /г-пространстве меньше (42.42). Если же эти экстремумы сильно смещены (случай германия и кремния), то квазиимпульс электрона нужной энергии в зоне проводимости оказывается слишком малым, чтобы одновременно выполнялся закон сохранения (42.42). [c.310]

Хотя учет взаимодействия между ядерными спинами и подтверждает возможность введения понятия спиновой температуры, но все еш,е не позволяет на основании известных фактов сделать вывод о том, что концепция спиновой температуры нечто большее, чем удобное средство описания результатов последние можно легко сформулировать и без неё. До сих пор рассматривался случай сильного поля, когда энергии отдельных спинов много больше энергии взаимодействия между ними, и вполне уместно спросить, что произойдет, если это ограничение снять. [c.143]

Чтобы найти собственные состояния и собственные значения (VI 1.22) в наиболее общем случае, когда зеемановские и квадрупольные взаимодействия сравнимы по величине, необходимо решить секулярное уравнение порядка 21 + 1, которое для наименьшего спина, обладающего квадрупольным моментом (/ == 1), будет уже третьего порядка. Однако в большинстве случаев зеемановское взаимодействие либо велико, либо мало по сравнению с квадрупольным взаимодействием. Первый случай так называемого сильного поля рассматривается в [9], второй — в [10]. [c.217]

Совсем другая картина наблюдается в водных растворах солей и в меньшей степени Gd " , где отношение Г2/Т1 для протонов меньше единицы, кроме случая очень слабых полей, и сильно зависит от поля. (Это отношение равно примерно /7 в сильных полях.) Для объяснения этого эффекта предполагается [12], что, кроме диполь-дипольного взаимодействия между электронным и ядерным спином, суш ествует еш е скалярное взаимодействие ъА1-8, [c.307]

Случай 1. Если все занятые (или все незанятые) орбиты замкнуты, то в качестве условия сильного поля выберем требование, чтобы за время между столкновениями электрон успевал совершить много оборотов по орбите. Для свободных электронов это сводится к условию сОсТ Э будем считать, что в общем случае оно определяет требуемый порядок величины поля. Чтобы такое условие выполнялось, необходимы не только очень высокие поля (10 Гс и более), но и очень чистые монокристаллы при очень низких температурах, что обеспечивает большие времена релаксации. Ценою определенных усилий удается достигнуть значений сосТ порядка 100 и выше. [c.238]

Можно также убедиться (см. задачу 5), что в том случае, когда ток переносится электронами, принадлежащими одной зоне с замкнутыми электронными (или дырочными) орбитами, поперечное магнетосопротивление (см. стр. 28) в пределе сильных полей стремится к постоянному, не зависящему от поля значению ( насыщается ) ). Это связано с тем, что поправки к плотностям тока в пределе сильных полей меньше предельных значений (12.51) и (12.52), отличаясь от них множителем порядка (со ст)" . Случай многих зон разобран в задаче 4, где показано, что, если в каждой зоне все электронные или дырочные орбиты замкнуты, то магнетосопротивление также стремится к насыщению. Исключение составляют лишь скомпенсированные металлы, для которых оно неограниченно возрастает с увеличением магнитного поля. [c.240]

При Л < О (случай антиферромагнетизма) рассмотренное выше решение существует лишь в достаточно сильных полях > 2о I Л (0) .. В противном случае спектральная функция ЛЕ) была бы отрицательна, что невозможно в силу (4.2) (это означало бы в данном случае, что среднее число заполнения п отрицательно). Для исследования случая Л < О, < 2о 1 Л (0) 1 изложенную схему необходимо несколько видоизменить, вводя две или несколько подрешеток (см. [21]), подобно тому, как это делается при решении задачи об антиферромагнетике в методе приближенного вторичного квантования или в методе молекулярного поля. [c.243]

Взаимодействие модулированных волн также приобретает новые черты по сравнению со случаем плоских волн. С одной стороны, вследствие дифракции происходит нарушение строгого условия фазового синхронизма и ограничение области эффективного взаимодействия размерами фокального пятна с другой стороны, при сильных полях сама дифракция взаимодействующих волн может иметь совершенно иной характер, чем в линейной среда [c.279]

Д > у Сегнетоэлектрический случай. При наличии внешнего поля свободная энергия упорядоченной фазы (Д>1), согласно (7.92), имеет вид Р Н,и) = — 8/2— Н + и, причем это выражение справедливо в области достаточно сильных полей, заданной неравенствами (7.93). Поляризация при этом достигает насыщения и направлена вдоль оси симметрии решетки (х = у). При температуре выше критической, соответствующей случаю равенства в (7.93), свободная энергия получается предельным переходом из (7.95) при Д > 1 и из (7.100) при 1/2<Д< 1. В присутствии поля в точке Д=1 нет особенности, и вместо перехода 1-го рода наблюдается фазовый переход 2-го рода. Однако явное исследование до сих пор не проведено. [c.150]

Сверхмультиплет см. Унитарный мультиплет Сверхтонкое расщепление 65 Свободный пробег 305 Секулярное равновесие 109 Сечение геометрическое 321 Сигма-гиперон (2) 602, 609—610 Сильного поля случай 70 Сильное взаимодействие 201, 485, 537 Симметричная волновая функция 276 518 [c.718]

Магниторезистивный эффект — увеличение сопротивления металлического образца, помещаемого в магнитное поле,— описывается довольно сложной теорией. Магниторезистивный эффект будет наблюдаться в том случае [1], когда поверхность Ферми несферична, и особенно когда она содержит вклады электронов и дырок или электронов из двух зон. Если существуют два типа носителей, имеющие различный заряд, массу или время релаксации, то магнитное поле будет влиять на них по-разному. Соответственно будет изменяться и полная проводимость, представляющая собой векторную сумму двух компонентов. Этот механизм приводит к появлению поперечного магниторезисторного эффекта, который примерно пропорционален квадрату напряженности магнитного поля Я, а в сильных полях приходит к насыщению. Особый случай представляет металл, у которого различные типы носителей имеют одинаковое время релаксации. Тогда изменение сопротивления Ар под действием магнитного поля можно записать в виде [c.250]

Наблюдение эффектов Зеемана и Пашена — Бака. Сущность этого метода очевидна из рассмотрения особенностей случаев слабого и сильного поля. Наблюдение эффекта Зеемана соответствует случаю слабого поля и дает возможность определить спин ядра I по общему числу расщеплений (2/ + 1) (2/ -1-1). Наблюдение эффекта Пащена — Бака соответствует случаю сильного поля и позволяет определить спин ядра / по числу 2/ + 1 расщеплений подуровней. [c.71]

Экспериментально получить расщепление, соответствующее слабому полю, оптическими методами трудно ввиду узости сверхтонкой структуры. Поэтому большинство оптических наблюдений относится к средним или сильным полям. При усилении поля возникает явление, аналогичное эффекту Пашена — Бака для обычных сериальных мультиплетов. Теория может быть легко развита для предельного случая столь сильного поля, что связь между моментами и окажется полностью разорванной. Тогда каждый из моментов пре-цессирует вокруг направления внешнего манитного поля Н и независимо ориентируется относительно него. В этом случае [c.535]

Т. о., все имеющиеся эксперим. данные подтверждают правильность как положений, лежащих в основе теории тяготения Эйнштейна, так и её наблюдат. предсказаний. Следует отметить, что пока эксперим. данные относятся почти исключительно к сравнительно слабым полям Т. с ср с . Неоднократно делались попытки построить теорию Т., обобщающую теорию Ньютона на случай сильных полей, но отличную от общей теории относительности, В нек-рых из этих теорий все поправки к ньютоновой теории, к-рые проверены экспериментально, совпадают с поправками, предсказываемыми теорией Эйнштейна, и, т, о., эти данные ещё не указывают однозначно на безусловную справедливость общей теории относительности. Попытки построения др. теорий Т. выявили ряд важных особенностей теории Эйнштейна. Существуют [c.193]

Рассмотрим случай, когда сильным является поле на частоте М3. В этом процессе кванты сильного поля мз распадаются на пары квантов oi и М2. Пренебрегая влиянием нелине11н0г0 процесса на сильное поле, можно написать для него формулу [c.38]

Соотношение между гетерозарядом и гомозарядом меняется со временем, причем для различных электретов по-разному. В некоторых электретах после поляризации обнаруживается гетерозаряд, спадающий постепенно до нуля (рис. 74, а) В других — после быстрого спада заряда до нуля обнаруживается гомозаряд, который сохраняется длительное время (рис. 74, б). В третьих — сразу обнаруживается гетерозаряд, сначала возрастающий, а затем постепенно уменьшающийся (рис. 74, в). Электреты, обнаруживающие только спадающий гетерозаряд, образуются при поляризующих полях 5 кв-см . При полях более высоких, чем 10 КВ-см образуются электреты, имеющие только гомозаряд (третий случай). В полях 5—10 кв-см образуются электреты, у которых гетерозаряд постепенно переходит в гомозаряд. Такая зависимость поля зарядов от поляризующего поля (справедливая, вообще говоря, не всегда) обусловливается тем, что в слабых полях заряды из электродов или ионы из зазора диэлектрика с электродом на диэлектрик не переходят, а при сильных полях это имеет место уже в процессе поляризации. [c.179]

Из (10) видно, что многофотониый случай —это случай больших частот и не очень сильных полей. При малых частотах и очень сильных полях происходит туннельный эффект. Этот строгий вывод можно качественно получить, используя классическую модель туннельной проницаемости барьера ). Строгое общее решение задачи нелинейной ионизации систем, связанных кулоновским (или иным да льнодействующим) потенциалом, пока не получено. Трудность состоит в том, что на электрон в конечном (свободном) состоинни действуют два поли — кроме внешнего электромагнитного поли также и дальнодействующее поле атомного остатка. [c.61]

Рассмотри.м резонанс. между собственной частотой квантовой системы о)т II частотой ш сильного внешнего поля. Случай слабого внешнего резонансного поля уже рассматривался в лекции 4, где речь шла об однофотонно.м и многофотопном возбуждении. [c.68]

Из проведенного в этой лекции обсуждения резонанса в сильном внешнем поле видно, что физическая сущность возникающих явлений совершенно иная по сравнению со случаем слабого внешнего поля, рассмотренного в лекции 4. Основной эффект п случае силыюго поля — это эффект насыщения, равенство вероятностей нахождения электрона в начальном и возбужденном состояниях. Количественный критерий сильного поля, полученный для реальной квантовой снстемы (для атомов,. молекул) и реального лазерного излучения, показывает, что поле лазерного излучения при одпофотонном резонансе практически всегда является сильным, так что явление насыщения легко осуществить на практике. Явленпе насыщения лежит в основе многи.т физических явлений, которые будут обсуждаться в дальнейшем, и широко используется в приложениях. [c.80]

В случаях а)-()) резонанс с автоионизационным состоянием происходит в спектре однократно заряженных ионов, так как второй электрон возвращается в основное состояние. Случай е) соответствует образованию двухза- зядных ионов, так как оба электрона улетают на бесконечность. Случаи а) и б) реализуются в пределе слабого электромагнитного поля, когда автоиони-зационная ширина больше ионизационной ширины. Случаи б)-е) требуют сильного поля, когда вынужденные переходы электрона доминируют над автоионизационным распадом. [c.157]

После создания микроскопич. теории сверхпроводимости выяснилось, что в действительности ток определяется значением А не только в той же точке, а в нек-рой области с размерами = Hv lkT (v — скорость электронов па поверхности Ферми, — темп-ра сверхпроводящего перехода). Поэтому связь J с А можно считать локальной только в том случае, если эти величины мало меняются па расстоянии т. е. если б > (,. Это условие есть, т. о., условие применимости Л. у. Следует иметь в виду, что в большинстве сверхпроводников выполняется обратное неравенство, т. е. имеет место т. н. пиппардовский предельный случай (см. Пиппарда уравнение). Вблизи точки фазового перехода в достаточно сильных полях Л. у. также неприменимы и должны быть заменены Гинзбурга — Ландау уравнениями [I]. [c.16]

Обрапшся теперь к противоположному случаю сильных полей в том смысле, что выполняется неравенство [c.33]

Полезнее рассмотреть более частный случай, когда удерживаются все степени амплитуды одного сильного поля, скажем, с частотой мз и используется разложение в ряд по степеням амплитуд двух слабых полей с частотами (U1 и (U2- Этот подход уже использовался Клогсто-ном [16] мы будем следовать его расчету. Мы не будем делать предположения, что шз = Мса, и сгруппируем различные члены так, чтобы им можно было дать физическую интерпретацию. Рассмотрим сначала решение нулевого приближения, не зависящее от амплитуд полей с частотами mi и шг- Для этого следует взять первую, вторую, третью и последнюю строки матричного уравнения (4.4) и опустить в них Уаь, Vba, V b и УсЬ в результате получаются члены, не зависящие от полей с частотами (U1 и (U2- Решение состоит из известных населенностей трехуровневого мазера, р, р/ - и р ° и отклика недиагональных элементов на частоте накачки [c.409]

Поскольку для ЫР в отсутствие поля диффузия спинов может происходить между неодинаковыми спинами (Г и Ы), так же как и между одинаковыми спинами (в отличие от случая сильного поля), то появляется дополнительный механизм, приводящ ий к сокращ ению времени релаксации, который отсутствует в СаГг, где Са ° имеет равный нулю спин. [c.361]

В пределе сильных полей полное электрическое поле Е становится перпендикулярным п. Поскольку компонента Е , параллельная j, определяется приложенной разностыо потенциалов, изменение направления Е связано с появлением поперечного поля Еу, обусловленного накоплением заряда на поверхностях образца. Поэтому угол Холла (угол между ] и Е) является дополнительным к углу между и направлением открытой орбиты. Следовательно (в отличие от случая свободных электронов, см. стр. 31), в пределе сильных полей он не стремится к 90. [c.241]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...