Постоянная Ландау

Л. Д. Ландау, 1944). Эмпирическое значение постоянной 5 в этом выражении (3 л 0,9, Значение функции / для воздуха /(0.7) 1,5. [c.299]

Лондонами в дополнение к уравнениям Максвелла были получены уравнения для электромагнитного поля в таком сверхпроводнике, из которых вытекали его основные свойства отсутствие сопротивления постоянному току и идеальный диамагнетизм. Однако в силу того, что теория Лондонов была феноменологической, она не отвечала на главный вопрос, что представляют собой сверхпроводящие электроны. Кроме того, она имела еще ряд недостатков, которые были устранены В. Л. Гинзбургом и Л. Д. Ландау. [c.266]

Когда эффективная волновая функция постоянна, теория Гинзбурга — Ландау приводит к обычным уравнениям теории Лондона. Если же в действительности справедлива какая-нибудь нелокальная теория, подобная теории Пиппарда, то уравнения должны быть изменены. Нам представляется наиболее естественным следующий путь обобщения теории. Для простоты рассмотрим одномерный случай, который приводит к уравнениям, подобным (28.14) и (28.15). Предположим, что плотность тока опре- [c.734]

Теория Ландау. Еще в 1937 г., когда о структуре промежуточного состояния было известно очень мало, Ландау [20] предположил, что в промежуточном состоянии сверхпроводник состоит из чередующихся нормальных и сверхпроводящих доменов. Позднейшие эксперименты подтвердили такую структуру. Подробные вычисления были проведены для случая плоской пластинки в перпендикулярном ее поверхности поле. Предполагаемая для неразветвленной модели структура доменов изображена на фиг. 10, а. Поле в областях нормальной фазы ширины а, равно критическому полю Я,ф внутри областей сверхпроводящей фазы ширины а, ноле спадает до нуля. Относительные толщины доменов таковы, что поток через пластинку сохраняется постоянным. Для внешнего поля Н [c.746]

Л. Д. Ландау и В. Г. Левич выдвинули следующие соображения, позволяющие определить интенсивность турбулентного переноса в вязком подслое с точностью до постоянного множителя. [c.157]

Оплавлением тонкой стенки занимался в SO-x годах X. Г. Ландау [Л. 3]. Путем преобразования координат ему удалось отнести условия на подвижной границе оплавления и на неподвижной свободной границе к постоянным значениям новых координат Х = [c.189]

Как показал Л. Д. Ландау (см. [7]), уровни энергии электрона в постоянном магнитном поле, направленном по оси Ог, определяются формулой [c.288]

Постоянная d определяется моментом импульса Lz. Вычисляя интеграл в (2) с учетом, что Vr описывается решением Ландау (1.1), (1.2), приходим к соотношению [c.289]

Здесь 5 —постоянная, нормирующая у на термодинамическое значение при нормальных условиях. Нормировка необходима, поскольку коэффициент Грюнайзена, полученный из модельных представлений о частотном спектре кристалла, не всегда хорошо согласуется с термодинамическим значением из (1.13). Параметр т определяется моделью, используемой для расчета у. Упомянутое выше приближение Слэтера - Ландау [17, 18] соответствует w = 0. [c.32]

Итак, мы напомнили читателю некоторые основные понятия из теории фазовых переходов термодинамически равновесных систем. Если мы посмотрим на отдельные формулы теории фазовых переходов Ландау, то сразу увидим поразительную аналогию с уравнениями для лазера. В самом деле, выражение (13.11), в котором стоит функция 5 , определяемая формулой (13.10), в точности соответствует функции распределения для лазера (при г = д). Таким образом, потенциал V фиктивной частицы, введенный нами в теории лазера, играет ту же самую роль, что и свободная энергия в теории фазовых переходов систем, находящихся в термодинамическом равновесии. Кроме того, уравнение (13.18) имеет точно такой же вид, как упоминавшееся ранее лазерное уравнение. Главное различие же заключается в том, что д — действительная величина, а амплитуда поля В — комплексная. Но нетрудно перенести понятия критического замедления, критических флуктуаций и нарушения симметрии в теорию лазера. С формальной точки зрения в случае лазера мы наблюдаем точно те же явления, что и при фазовых переходах в условиях теплового равновесия. Существенное различие же в том, что лазер является системой, далекой от термодинамического равновесия. Это — открытая система, в нее постоянно накачивается энергия, и она отдает энергию наружу в виде лазерного излучения. Указанная аналогия носит чисто формальный характер. Мощность накачки, которой определяется ненасыщенная инверсия,— аналог температуры. Можно показать, что мощность излучения соответствует энтропии. Теплоемкость же заменяется дифференциальной эффективностью, т. е. изменением мощности излучения, отнесенным к изменению мощности накачки. Несмотря на формальный характер этой аналогии, исследование свойств лазерного излучения с позиций теории фазовых переходов оказалось весьма плодотворным. Тем более, что существует аналогия не только с фазовыми переходами I рода, но и с фазовыми переходами II рода. При таких переходах возникает петля гистерезиса. В определенных лазерных устройствах подобные фазовые переходы могут быть реализованы. [c.331]

Так как величина сдвига й определяется отношением скорости звука к скорости света, для наблюдения компонент Бриллюэна — Мандельштама требуется разрешение 1 10 . В свете, рассеянном жидкостями, эти компоненты впервые экспериментально обнаружил Гросс [88, 89]. Однако, к удивлению экспериментаторов, все спектральные измерения указывали, что, помимо дублета Бриллюэна — Мандельштама, в спектре присутствует третья, несмещенная компонента. Объяснение этого явления было дано в 1934 г. Ландау и Плачеком [103, 102] ). Звуковые волны представляют собой флуктуации давления при постоянной энтропии. В общем случае следует учитывать также флуктуации энтропии при постоянном давлении. [c.122]

Как показано Л. Д. Ландау, Е. М. Лифшиц [5] Внутренние напряжения обусловливаются молекулярными силами, т. е. силами взаимодействия молекул тела друг с другом. В ненагруженном теле расположение молекул соответствует состоянию его теплового равновесия. Молекулярные силы обладают очень незначительным радиусом действия — порядка межмолекулярных. Поэтому радиус действия молекулярных сил в теории упругости следует считать равным нулю . При постоянных внешних силах [c.72]

Точная теория Ландау [141) позволяет определить форму слоев из условия, что граница между нормальным и сверхпроводящим слоями совпадает с силовой линией поля. Результаты этой теории качественно соответствуют приведенным выше с тем отличием, что на пределах промежуточного состояния толщина чужих слоев не остается постоянной, а слабо уменьшается. Например, при Я,—>О а[ /1п(Я,/Я,)] /2. [c.280]

Для того, чтобы понять основные особенности квантового эффекта Холла, учтем, что плотность состояний Е) двумерного электронного газа в инверсионном канале постоянна — см. соотношение (1.50). При наложении перпендикулярно инверсионному каналу магнитного поля электроны начинают двигаться в плоскости канала по круговым циклотронным орбитам, это движение также квантовано и непрерывный энергетический спектр (в пределах одной квантовой подзоны) расщепляется на дискретные эквидистантные уровни Ландау [c.67]

Об общем характере нейтральной кривой на плоскости к. Re) для случая плоской зоны смешения дает представление рис. 2.22, где изображены результаты расчета Бетчовым и Шевчиком (1963) такой кривой для профиля i/(2)=i/oth (г/Я) (см. также Бетчов и Криминале (1967), 18). Некоторые оценки характеристик нелинейной неустойчивости слоя смешения с таким профилем U z) (в частности, значений постоянной Ландау б см. формулу (2.64)) были получены Хюрре (1987) и Фуджимурой (1988) для предельного случая v = 0 (т. е. в приближении идеальной жидкости) подобные расчеты еще раньше проводились, в частности, Стюартом [c.121]

Однако, как обнаружил в 1930 г, Л. Д. Ландау, в квантовомеханической теории магнетизма дело обстоит иначе. Дело в том, что в постоянном магнитном поле заряд двигается по винтовым линиям, ось которых совпадает с направлением поля. По этой причине движение электрона в направлении поля инфинитно и, следовательно, некванто-вано. Движение же электрона в плоскости, перпендикулярной полю, происходит по окружности с ларморовской частотой = еН / тс и, являясь финитным, оказывается квантованным. [c.288]

Движение жидкости между двумя бесконечными коаксиальными цилиндрами, вращающимися с постоянными угловыми скоростями вокруг их общей оси, рассматривалось Ландау и Лифши-цем [40]. Предметом многих исследований была устойчивость таких течений [41]. Решение более сложной задачи о движении вязкой жидкости в узком зазоре между цилиндрами, оси которых параллельны, но не совпадают, можно найти в книгах Кочина, Кибеля и Розе [37] и Зоммерфельда [55]. [c.407]

Что касается удельной теплоемкости в постоянном поле, то для нее теория Вейсса также предсказывает конечный скачок. Следовательно, как указывалось выше, все соответствующие друг другу величины ведут себя в окрестности критической точки одинаково в обеих так называемых классических теориях. Это не случайно. Действительно, главная физическая идея, лежащая в основе обеих моделей, заключается в существовании далънодействующих сил. Кац очень изящно показал, что если мы рассмотрим простую решетку с одномерными спинами (модель Изинга, см. разд. 10.2), в которой все спины взаимодействуют одинаково независимо от их взаимного расстояния, то мы получим в точности уравнение состояния Вейсса. Следовательно, теории ВдВ и Вейсса являются, так сказать, изоморфными . Аналогия двух теорий очень ясно проявляется также в теории фазовых переходов Ландау. Ландау исходит из выражения для свободной энергии и разлагает ее в окрестности критической точки делая сходные допущения, при этом можно получить либо теорию ВдВ, либо теорию Вейсса. Из-за недостатка места мы не будем подробно рассматривать здесь теорию Ландау, прекрасное изложение которой можно найти в ряде книг (см., однако, разд. 10.4). [c.346]

Свойства решения (2.46) хорошо известны [Ландау, Лифшиц, 1986] каждая точка профиля волны движется со своей постоянной скоростью, зависящей от зтчения и в этой точке. Поэтому задний фронт волны (где Эи/Э к < 0) растягивается (волт разрежения), а передний фронт (где Эи/Э к > 0) сокращается (волна сжатия), тогда как общая шющадь профиля не меняется. В некоторой точке, характеризуемой значениями х,, у,, [c.34]

В курсе Л. Д. Ландау, Е. М. Лифшица в 20 Макси-[альная работа, производимая телом, находящимся во пешней среде говорится Пусть тело находится во внеш-шй среде, причем температура Го и давление среды от-1ИЧНЫ от температуры Т и давления р тела. Тело может овершать работу над некоторым объектом, который пред-юлагается теплоизолированным как от среды, так и от дан-юго тела. Среда вместе с находящимся в ней телом и объ- Ктом работы образует замкнутую систему. Среда облада-т настолько большим объемом и энергией, что изменение тих величин в результате происходящих с телом процес-ов не приводит к сколько-нибудь заметному изменению емпературы и давления среды, которые можно, следовательно, считать постоянными... [c.27]

В такой постановке источником движения служат неоднородные граничные условия при ж = 0. Одпако существует один выделенный случай, когда задача ставится в безграничной области, а движение вызывается источником импульса в начале координат. Это струя Ландау, для которой в случае v = onst и i2 = о решение, регулярное при х = , выписывается аналитически и имеет вид F — = —2v [i — х" )/ Aq — х). Здесь Ао — постоянная интегрирования, которую можно связать с заданным импульсом струи. Таким образом, случай струи Ландау спектральный, когда существует нетривиальное решение с однородными условиями при ж = 1. Если апалогич-liyro однородную задачу поставить в полупространстве то, [c.147]

Хотя экспериментально показано (см. по этому поводу Мусхелишвили [1], Ландау, Лифшиц [1], Love [11, Grammel [11, Huntington [11 и др.), что А, > О, 1 > О, однако мы подчиним эти постоянные более слабым ограничением (6.19). [c.29]

Предельные законы распространения взрывной волны на больших расстояниях были найдены Л. Д. Ландау (1945). Сзади, в области разрежения, также образуется разрыв. Ширина волны, которая состоит и областей сгущения и разрежения (положительной и отрицательной фаз) возрастает по мере удаления от точки взрыва пропорционально (1п Я1ау/ где а — постоянная размерности длины. Амплитуда волны (скачок скорости на фронте) убывает как (1п Большое практическое значение для расчета действия взрывных волн имеет эмпирическая формула М. А. Садовского (1945), которая устанавливает зависимость избыточного давления на фронте Лр от комбинации на больших [c.233]

V (г, t) и скорость звука с (г, t), описывающих изэнтропическое течение. Уравнение изэнтропы вида р = onst рТ с постоянным показателем у можно использовать не только для описания движения разреженного газа. Как показано в работе Л. Д. Ландау и К. П. Станюковича (1945), для газов с высокой плотностью, которые образуются при детонации твердого взрывчатого вещества, также может быть использована изэнтропа этого вида с показателем у = 3. В основе этого вывода лежит экспериментально наблюдаемая линейная зависймость скорости детонации от начальной плотности ро взрывчатого вещества. Сформулированная выше задача [c.289]

До недавнего времени этот результат неоднократно подтверждался в пределах ошибок эксперимента для систем в критической точке и считался согласующимся с общепринятой термодинамической теорией Ландау и Лифшица [46]. В критической точке, как известно, производная от давления по объему при постоянной температуре стремится к нулю др1дУ)1 = 0 следовательно, удельная теплоемкость при постоянном давлении Ср стремится к бесконечности, в то время как теплоемкость при постоянном объеме адиабатическая сжимаемость и скорость звука остаются конечными. Такие выводы и вся общепринятая термодинамическая трактовка критического состояния основаны, однако, на определенных предположениях о поведении термодинамических функций вблизи критической точки в частности, предполагается, что термодинамические величины (как функции F и Г) не обнаруживают математической сингулярности вдоль кривой, ограничивающей область, в которой вещество не может существовать как гомогенная фаза ни в стабильном, ни в метастабильном равновесии. [c.194]

Классическим примером фазового перехода первого рода служит переход жидкость — пар при постоянном давлении (кипение воды). Сегнетоэлектрик с фазовым переходом первого рода между сегнетоэлектрическим и пара-электрическим o тoяния fи характеризуется скачкообразным изменением (как на рис. 14.10, а) поляризации насыщения при температуре перехода. Классическим примером фазового перехода второго рода служит переход между ферромагнитным и парамагнитным состояниями (см. гл. 16). Хорошее рассмотрение фазовых переходов второго рода имеется в книге Слэтера [20] и в книге Ландау и Лифшица [21]. Разложение в степенной ряд типа (14.8а) не всегда возможно. Например, фазовый переход в кристалле КН2РО4 по-видимому таков, что теплоемкость при переходе имеет логарифмическую особенность. Такая особенность по классификации фазовых переходов не может быть отнесена ни к первому, ни ко второму роду. [c.500]

Смотреть страницы где упоминается термин Постоянная Ландау : [c.140] [c.159] [c.752] [c.120] [c.109] [c.360] [c.658] [c.435] [c.478] [c.231] [c.24] [c.258] [c.29] [c.289] [c.240] [c.261] [c.4] [c.5] [c.177] [c.309] [c.414] [c.421] [c.120] [c.423]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...