Слабого поля случай

Система центра инерции 214 Слабого поля случай 70 Слабое взаимодействие 202—203 Смещенный мультиплет 608 Совпадений метод 119 Соотношение неопределенностей 60, 149, 315, 488 Составное ядро см. Промежуточное ядро [c.719]

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]

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

Меньшая величина Н для случая слабых полей не ликвидирует выигрыша, так как обычно слабое поле только в 10—100 раз меньше сильного. [c.74]

Разобранные нами в предыдущем параграфе закономерности относятся к случаю слабого поля, т. е, такого поля, которое вызывает расщепление линий, малое по сравнению с шириной мультиплетной структуры. С точки зрения модели это означает, что внешнее магнитное поле заметным образом не нарушает связи между моментами, а частота ларморовской прецессии мала по сравнению с частотой прецессии отдельных моментов атома относительно результирующего момента. [c.353]

Рассмотрим частный случай расщепления дублетных термов и Pi/ , /j. В слабом поле терм расщепляется на два подуровня с тИу= +72. [c.355]

В целях простоты ограничимся в дальнейшем случаем достаточно слабого поля, так что ( 1 -Ь 2)Ь ( о / 1, и квадратичными по полю членами можно пренебречь. [c.430]

Рассмотрим случай слабых внешних и самосогласованных полей, При этом, говоря о слабом поле, будем считать, как это делалось при выводе интеграла столкновений Больцмана, что такое поле [c.235]

Возмущения в слабых полях. Исследование возмущений удобно начать с рассмотрения предельного случая слабых полей. Прежде всего, из исходных уравнений (26.1), (26.2) видно, что при отсутствии поля (М=0) задача распадается на две [c.182]

Устойчивость в вертикальном цилиндре прямоугольного сечения рассмотрена в работе Р]. Для случая большой теплопроводности стенок, как и при отсутствии поля (см. 13), удается получить точное решение и определить критическое число в зависимости от поля и отношения сторон прямоугольного сечения. Зависимость Р(М) для цилиндра квадратного сечения представлена на рис. 73. Для основного критического движения, при котором граница раздела потоков параллельна полю, критическое число Рэлея при слабых полях возрастает квадратично [c.201]

Этот раздел был посвящен случаю слабого поля I < /с, когда амплитуды надпороговых пиков убывают с ростом их номера. При этом процесс [c.183]

В эксперименте [7.59] было зарегистрировано еще одно качественное различие со случаем более слабых полей — это вид углового распределения электронов. При более слабых полях большинство электронов вылетает строго вдоль вектора поляризации излучения. При субатомных полях распределение по углам вылета становится гораздо более широким (хотя преимущественное направление вылета остается тем же, что и при более слабых полях, рис. 7.17). [c.192]

Если напряженности поля 1 и 2 направлены противоположно. то седловая точка формируется со стороны более слабого поля, как отмечалось в разд. 3.1.1.2. Если Ei = — 2, то седловая точка имеет координату 2 = 0. Эквипотенциальные линии для этого случая показаны на рис. 21. [c.97]

Яе "<Якр, магнитная проницаемость увеличивается от центра к поверхности. Этот случай слабого поля не характерен для индукционного нагрева, кроме того, его анализ в общем виде затруднен из-за большого разброса зависимости ц = f (Я) на начальном участке не только от одной марки стали к другой, но и от партии к партии. [c.151]

В. Волчок в слабом поле. Перейдем теперь к случаю, когда сила веса не отсутствует, но очень мала (при зтом значения ЛГг, Ms фиксированы). В этом случае к эффективной потенциальной энергии добавляется слагаемое mgl os 0, малое вместе с производными. Покажем, что это слагаемое мало меняет частоту нутации. [c.139]

Почему мы начали именно с электрического поля, а не магнитного Сила Лоренца, действующая на заряженную частицу в магнитном поле, перпендикулярна скорости частицы. Функция распределения частиц по скоростям, будучи скаляром, в первом порядке теории возмущений по магнитному полю определяется скалярным произведением скорости на силу Лоренца, но последнее равно нулю из-за взаимной перпендикулярности этих векторов. Поэтому, имея в виду слабые поля, мы ограничимся эффектами, линейными по полю, и, следовательно, нужно обратиться к случаю электрического поля. [c.46]

Возвращаясь к случаю произвольного слабого поля, прежде всего замечаем, что система координат, соответствующая (11.17) с малыми hik, все еще имеет большую степень произвола. Кроме преобразований Лоренца возможны еще преобразования [c.307]

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]

Если (о Тг > 1, т. е. если частота электронного резонанса много больше ширины электронной линии (что случается в очень слабых полях или при аномально коротких временах электронной релаксации), то ясно, что процесс, описываемый оператором (IX.39) в твердых телах, преобладает над всеми другими процессами, допускаемыми билинейным взаимодействием [c.354]

Связанная с рассмотренной выше, но более простая задача отвечает случаю, когда существует один сорт спинов /, ларморовская частота которых во внешнем постоянном поле Но равна со/ и на которые действует сильное вращающееся взбалтывающее поле амплитуды Н1= — со1/у, частоты со и слабое поле, служащее для наблюдения, амплитуды = —со /ух и частоты со. В системе координат, вращающейся с частотой со, эффективный спиновый гамильтониан равен + 1(0)7 где [c.495]

Синтез ядра 324—325 Синхротрон 70 Синхрофазотрон 71 Система центра инерции 266—267 Слабого поля случай 120 Слабое взаимодействие 361 Смещенные мультиплеты 364 Совпадений метод 343 Соотношение неопределенностей 75 Сопряжение зарядовое 351 Составное ядро 274 Спин нуклонов 107—ПО Спин-орбитальное взаимодействие 136, 186—188 Спнральпость 248 Спонтанное деление 100, 292, 298 Средняя длина пробега 24 [c.395]

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]

Подставив /i,T в (8), получим интеграл, который по переменной не выражается через элементарные функции. Этот интеграл сравнительно легко берется для часто встречающегося на практике случая, когда измеряемые поля Яо и Я] по величине намного меньше пе-земагничивающего поля (область слабых полей) [c.8]

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]

При отклонении системы от равновеского состояния (напр., при помещении полупроводника во внеш. элсктрич. поле) ф-ла Найквиста нарушается. Для слабо неравновесного случая в соотношении (1) заменяют Т на нек-рый параметр —т. н. шумовую температуру, так что в этом случае ф-ла (1) служит определением фсноменологич. параметра Гш, являющегося удобной характеристикой флуктуаций неравновесной системы. [c.328]

Случай слабых полей х 1. Выведем асимптотические выражения для функций / а(х) при болыпих значениях аргумента х. По формуле (59.7) имеем [c.294]

В выводе интеграла столкновений Ландау и в выводе интеграла столкновений Больцмана учитываются эффекты парного взаимодействия сталкивающихся частиц. Наличие всего коллектива заряженных частиц учитывается в эффекте динамической поляризации плазмы в интеграле столкновений Балеску — Ленарда. Однако все эти интегралы столкновений не учитывают влияния внешних сил и средних самосогласованных полей на акт соударения частиц. Естественно, что такое пренебрежение возможно в достаточно слабых полях, что имеет место часто, но отнюдь не всегда. В настоящее время хорошо изучен один случай неслабых полей, который мы и рассмотрим ниже. Именно, речь пойдет о влиянии сильного магнитного поля па соударения частиц. При этом магнитное поле существенно проявляется в закономерностях столкновений заряженных частиц тогда, когда характерные радиусы кривизны траекторий частиц в магнитном поле уже нельзя считать много большими радиуса действия сил. Иными словами, можно говорить о сильном магнитном поле, влияющим на столкновения заряженных частиц, если радиус гироскопического вращения электрона оказывается меньше радиуса дебаевской экранировки кулоновского поля. Последнее, например, для случая изотермической плазмы имеет место в условиях выполнения неравенства [c.276]

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]

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]

Применение теорем об инвариантных торах к задаче о вращении несимметричного тяжелого твердого тела позволяет рассмотреть неинтегрируемый случай тела, приведенного в быстрое вращение. Задача о быстром вращении математически эквивалентна задаче о движении с умеренной скоростью в слабом поле тяжести существенным параметром является отношение потенциальной энергии к кинетической. Если он мал, то мы можем использовать в первом приближении эйлерово движение твердого тела. [c.380]

При анализе явления Зеемана в спектрах некубических кристаллов удобно различать два случая Яо С и Яо 1 С , где С — главная ось порядка п. При //о С для изолированных спектральных линий наблюдаются простые симметричные картины расщепления (линейный эффект Зеемана). Зная параметры кристаллического поля (из данных ЭПР или из оптических данных), моншо рассчитать, действуя обычными методами теории возмущений, величины расщепления уровней, связанных с исследуемыми оптическими переходами и имеющими вырождение не выше двухкратного. На основании сравнения g -факторов наблюдаемого и вычисленного может быть сделано заключение о том, с каким уровнем изолированного иона связан данный штарковский подуровень. Однако, такой анализ, в ряде случаев весьма сложен по той причине, что в слабых кристаллических полях (например, сравнительно слабые поля этилсуль-фатов редких земель) редко встречаются изолированные уровни, расщепление которых в сравнительно сильных магнитных полях было бы свободно от взаимодействия с соседними уровнями. [c.100]

В случае свободных радикалов -фактор обычно не сильно отличается от соответствуюшей величины для свободного электрона ge = 2,0023. Отклонение от этого значения, имеющего чисто спиновое происхождение, указывает на вклад спин-орбитальных взаимодействий. В случае примесных ионов переходных элементов -фактор становится анизотропным и определяется симметрией кристаллического поля, внутри которого находится ион. Последнее является результатом дополнительного штарковского расщепления энергетических уровней неспаренных электронов во внутрикристаллических электрических полях — в спектре ЭПР появляется тонкая структура. Благодаря этому -фактор является тензором, характеризующим симметрию этих полей. Неоднородные электрические поля в первой координационной сфере, окружающей примесный парамагнитный атом, могут достигать 10 В см . В сильных кристаллических полях взаимодействие неспаренных электронов атомов (ионов) с полем больше спин-орбитального и обменного взаимодействий. Штарков-ское расщепление Д в этом случае в результате снятия орбитального вырождения может достигать 5 эВ. При этом нарушается правило Хундта и образуются низкоспиновые состояния атома (например, многие ионы с незаполненными 4с1 и оболочками). В средних полях (Д = 1 эВ) энергия взаимодействия атома с полем по-прежнему выше энергии спин-орбитальных взаимодействий, но ниже энергии обменных взаимодействий внутри атома. Этот случай типичен для атомов с недостроенной Ъё оболочкой. И, наконец, слабые поля типичны для редкоземельных элементов с недостроенной / оболочкой Д = 10 2 эВ. В таких полях сохраняется мультиплетная структура изолированного атома. Величина Д определяется не только напряженностью поля, но и его симметрией, зависящей в свою очередь от структуры и химической природы атомов первой координационной сферы. [c.143]

Первое определение потери гравитационной энергии, выполненное Эйнштейном [77], было основано на приближении слабого поля (11.13) (см. упражнение в конце настоящего параграфа). Полученная таким путем величина оказывается очень малой для всех реальных астрономических объектов даже за космологические промежутки времени. Хотя подобные вычисления и дают разумное по порядку значение энергии, неясно, можно ли вообще применять линеаризованную теорию Эйнштейна к исследованию проблемы гравитационного излучения. Ведь хорошо известно, что решения нелинейной системы уравнений не могут быть аппроксимированы линейными решениями в больших областях пространства — времени. Исходя из этого, Бонди, Ван-дер-Бург и Метцнер 29] попытались установить точную форму метрики на больших расстояниях от осесимметричной системы без падающего излучения. Их исследование было затем обобщено Саксом [212] на случай произвольной островной системы. Мы рассмотрим для простоты только аксиальную симметрию. (За подробностями рассуждений мы отсылаем читателей к оригинальным работам этих авторов.) [c.332]

Такой механизм отрицательного сопротивления имеет существенное отличие от случая туннельного диода. Для последнего мы нашли, что отрицательным сопротивлением обладает очень узкий слой, отвечающий туннельному переходу. В эффекте же Ганна мы приходим к отрицательному сопротивлению массивного полупроводника. Если величина отрицательной проводимости очень мала, то микроволновые колебания, распространяясь через образец, должны усиливаться. Если же отрицательное сопротивление велико, как это имеет место в ганновском диоде, то кристалл можно разбить на бегущие по нему домены сильного и слабого поля и рассмотрение происходящих при этом явлений становится существенно более сложным ). [c.313]

Связанная с рассмотренной вшпе, но болео простая задача отвечает случаю, когда существует один сорт спинов I, ларморовская частота которых во внешнем постояшом поле Яо равна и на которые действует. сильное вращающееся взбалтывающее поле амплитуды Mi= — e i/Y частотн со ж слабое поле, служащее для наблюдения, амплитуды Щ= —тУу1 и частоты са. В системе координат, вращающейся с частотой ю, эффективный спиновый гамильтониан равен Л( + i(i)), где [c.495]

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]

Несмотря на эквивалентность двух методов, выражающуюся соотношением Фурье, имеется по крайней мере один случай, когда наблюдение свободной прецессии приводит к лучшим результатам, чем применение стационарных методов. Имеются в виду образцы с большими временами релаксации Г1 в очень слабых полях (например, в магнитном поле Земли). Если предположить, что относительная неоднородность АН 1Но постоянного поля в первом приближении не зависит от Но, то в случае слабых полей и, в частности, в поле Земли Но — 0,5 эрстед) абсолютная неоднородность АН будет очень мала. В случае особенно узких линий, или, другими словами, очень длительной свободной прецессии, наблюдение сигнала затруднено из-за малой величины равновесной намагниченности Мо = ХоЯо. Однако большое время релаксации Г1 позволяет, предварительно [c.66]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...