Резонансы Ландау

Резонансные соотношения у = о в задаче о взаимодействии частиц с волнами называются резонансами Ландау соответствующие торы распадаются уже на первом шаге теории возмущений. Численный анализ уравнения (11.11) при е > 1 обсуждается в [56]. [c.251]

Расщепление асимптотических поверхностей 255 Регуляризация Леви-Чивита 145 Резонансы Ландау 251 Риманова метрика, евклидова на бесконечности 145 [c.428]

ЭФФЕКТ ДЕ ГААЗА — ВАН АЛЬФЕНА ОСЦИЛЛЯТОРНЫЕ ГАЛЬВАНОМАГНИТНЫЕ ЭФФЕКТЫ УРОВНИ ЛАНДАУ ДЛЯ СВОБОДНОГО ЭЛЕКТРОНА УРОВНИ ЛАНДАУ ДЛЯ БЛОХОВСКИХ ЭЛЕКТРОНОВ ФИЗИЧЕСКАЯ ПРИРОДА ОСЦИЛЛЯТОРНЫХ ЯВЛЕНИЙ ВЛИЯНИЕ СПИНА ЭЛЕКТРОНА МАГНИТОАКУСТИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ ЗАТУХАНИЕ УЛЬТРАЗВУКА АНОМАЛЬНЫЙ СКИН-ЭФФЕКТ ЦИКЛОТРОННЫЙ РЕЗОНАНС РАЗМЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ [c.264]

Затухание Ландау в магнитоактивной релятивистской плазме может существовать и в пределе к —> О (в отличие не только от магнитоактивной нерелятивистской плазмы, но и от релятивистской плазмы в отсутствие магнитного поля). Оно осуществляется за счет частиц, находящихся в простом циклотронном резонансе с однородным переменным полем (условие (55,12) с л=1) и существует, следовательно, при частотах со < озд (см. задачу 2). [c.278]

Мин. потери энергии распространяющейся М. в. определяются процессами магн. релаксации спинов (магн. моментов) — шириной линии однородного ферромагнитного резонанса АН. Диссипативные потери учитываются в ур-ниях движения магн. моментов введением соответствующего релаксац. члена в ур-ние Ландау — Лифшица. Декремент пространств, затухания М. в, определяется при этом мнимой частью волнового числа 1т /с = 8Q/vg, где бй — ширина линии М. в., пропорциональная АН. Потери М. в. относят обычно к времени групповой задержки сигнала g = = Livg, где Ь — расстояние, проходимое импульсом М. в., так что изменение мощности М. в. P(L) описывается ф-лой [c.7]

Второй тип взаимодействия (волна — частица) можно считать почти линейным. Взаимодействие является наиб, сильным, когда частицы паходятся в резонансе с волнами. В плазме без Л1агн, поля условия резонанса частицы, имеющей скорость с, с волной имеют вид — о)/к. Такое взаимодействие иа примере ленгмю-ровских (эл,-статических) воли ведёт к захвату частиц в потенц. яму волны, следствием чего является Ландау затухание. [c.316]

При взаимодействии волна — частица — волна биение от двух волн попадает в резонанс с частицами 1 — Шг = ( 1 — кг) или = (и1 — Й2)/(к1 — г). Часто такое взаимодействие наз. нелинейным затуханием Ландау либо индуциров. рассеянием частиц на волнах. [c.316]

В квантующем маги, поле и в слабом электрич. поле E t)LH переходы носителей происходят только между соседними уровнями Ландау. Однако при одновременном воздействии поля (/) и поля рассеивателей оказываются разрешёнными переходы между любыми уровнями Ландау. Это означает, что при hia kT возникают переходы с нулевого уровня Ландау на уровни с л>1 (хотя вероятность таких переходов значительно меньше, чем переходов на примесях и ацустнч. фононах), такие переходы происходят на частотах псо и приводят к появлению гармоник (если же носители рассеиваются на оптич. фононах, то имеет место циклотрон-фононный резонанс). [c.432]

Ц.-ф. р. обусловлен перебросом электронов между уровнями Ландау за счёт взаимодействия электронов с оптич. фононами и фотонами. В отсутствие фотона Ц.-ф. р. переходит в магнитофононный резонанс. Коэф. поглощения эл.-магн. энергии при Ц.-ф. р. зависит от характера поляризации эл.-магн. волны. Если вектор электрич. поля волны Е Н, то Ц.-ф, р. имеет место, в обратном случае Ц.-ф. р. отсутствует. [c.433]

В недавней работе [6.47] измерялись и анализировались 8- и 9-фо-тонные резонансы при многофотоиной ионизации атома ксенона излучением с длиной волны 800 нм и интенсивностью выше 10 Вт/см . Длительность лазерного импульса составляла 120 фс. На рис. 6.9 приведены фотоэлектронные спектры, демонстрирующие как по мере увеличения интенсивности лазерного излучения 8-фотонный резонанс постепенно переходит в 9-фотонный резонанс из-за динамического эффекта Штарка. Расчет, основанный на модели Ландау-Зинера, находится в хорошем согласии с данными эксперимента. Вероятность многофотонного перехода в данное ридберговское состояние атома ксенона вычислялась по формуле [c.161]

Так, Давид в какой-то степени повлиял на тему моей кандидатской диссертации. Вскоре после моего появления в ФИАНе и опубликования двух моих работ по фоторождению пионов и рассеянию фотонов на нуклонах с учетом изобарных состояний, Давид спросил, собираюсь ли я их защищать. Это действительно входило в мои планы. Давид сказал, что Ландау критически относится к изобарам. Но-видимому, под влиянием этой информации я сделал еще несколько работ по инвариантной структуре амплитуды рассеяния частиц со спином и ее разложениям по парциальным волнам, которые и составили мою диссертацию. Позднее, когда резонансы прочно вошли в физику частиц, стало ясно, что критика Ландау была напрасной. Вместе с тем, результаты по спиновой структуре амплитуды рассеяния тоже оказались полезными и тогда же были использованы при построении дисперсионных соотношений. [c.396]

Осцилляции Шубникова — де Хааза. Магнитофононный резонанс. При постепенном повышении температуры или уменьшении магнитного поля исчезают сначала дробный, а затем и целочисленный квантовые эффекты Холла — сглаживаются ступеньки на зависимостях Rh(B), растет минимальное продольное сопротивление канала и квантовый эффект Холла переходит в осцилляции Шубни-кова-де Хааза (осцилляции продольной проводимости кана-та при изменении магнитной индукции). Эти осцилляции также обусловлены последовательным пересечением уровня Ферми уровнями Ландау (2.24) период изменения проводимости в зависимости от 5 постоянен. Появление осцилляций Шубникова-де Хааза хорошо видно на рис.2.12,5 при В< 1,5 Тл. При дальнейшем повышении температуры или снижении 5, когда кТ становится больше /z Of, исчезают все магнитные квантовые эффекты. [c.69]

После появления работы Л. Д. Ландау и Ю. Б. Румера [II, о которой мы подробно говорили в гл. 10, выяснилась роль ангармоничности решетки в поглощении звука. Позднее 3. А. Гольдбергом была сделана важная работа [2] по исследованию распространения плоских волн конечной амплитуды в изотропном твердом теле. Однако первые эксперименты на когерентных фононах, доказывающие явление трехфононного взаимодействия, в частности генерацию гармоник в волнах конечной амплитуды, были выполнены только в 1962 г. [3—61. Вслед за ними появилась серия экспериментальных и теоретических работ по изучению решеточной нелинейности методами нелинейной акустики, а также ряда нелинейных акустических эффектов — сначала в изотропных твердых телах, затем в монокристаллах диэлектриков и металлов. Сюда относятся исследования взаимодействий волн конечной амплитуды, в том числе комбинационное рассеяние звука на звуке [7—И], генерация гармоник в волнах Рэлея [12—14], нелинейные резонансы в акустических резонаторах с большой добротностью [15—18], выяснение роли остаточных напряжений в распространении воли конечной амплитуды [19, 20], влияния поглощения [21] и т. д. [c.281]

Мы видели, однако, что для волн в холодной плазме существуют области частот, в которых отношение становится сколь угодно большим (окрестности плазменных резонансов). Но при к— оо условия (52,17) заведомо нарушаются, так что учет теплового движения становится необходимым. Покажем теперь, что учет теплового движения уже как малой поправки в диэлектрической проницаемости устраняет расходимость корней дисперсионного уравнения и приводит к некоторым качественно новым свойствам спектра колебаний плазмы Б. Н. Гершман, 1956). При этом, как мы увидим, все еще могут быть выполнены условия, обеспечивающие экспоненциальную маЛость затухания Ландау, так что антиэрмитовой частью можно по-прежиему пренебречь. Будем для определенности говорить об окрестности высокочастотных плазменных резонансов, где достаточно учесть тепловое движение лишь электронов. [c.287]

Ко второй категории относятся неравновесные свойства, которые нельзя получить, используя только термодинамический потенциал. Однако их осцилляторные зависимости от поля Н обусловлены той же основной причиной, а именно прохождением трубок Ландау через поверхность Ферми, и поэтому они имеют существенно тот же период, что и осцилляции термодинамических свойств. Поскольку теория этих неравновесных свойств неизбежно оказывается более сложной, чем для термодинамических величин, мы ограничимся только достаточно упрощенным анализом и обсудим более подробно лишь два эффекта — осцилляции электрического сопротивления (эффект Шубникова — де Гааза) и осцилляции поглощения ультразвуковых волн (включая так называемые гигантские квантовые осцилляции ). Осцилляции других свойств, например оптических, и ядерный магнитный резонанс будут только кратко упомянуты. [c.173]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...