Поляризация полях

Таким образом, риф при любой ориентации в какие-то моменты времени в каждом цикле сжимает магнитный поток в поперечном сечении, чем вызывает локальное увеличение ЭМС, способствующее ликвидации зтого рифа. Наилучшие результаты достигаются при сдвиге фаз на 7г/2 (эллиптическая поляризация поля). При равенстве азимутальной и меридиональной компонент В его мгновенное значение остается в течение цикла неизменным (круговая поляризация) [27]. [c.35]

Первый лишь неявно зависит от поляризации поля, а второй непосредственно связан с ней. Их разность ц —з, обычно заменяемая на вектор /=[i ([ [V ] + ( ) 4 )]/4яс, характеризует орбитальную часть момента импульса, к-рая, как и спиновая, зависит от калибровки. Для свободного поля здесь удобна кулоновская калибровка div А=0, позволяющая считать ф = 0. Тогда, поскольку 7 i, = 0 и F ,v = 0> для любой замкнутой конфигурации поля излучения, наряду с 4-импульсом P,= fV, — P) и полным моментом импульса М, сохраняются во времени также спин 3 и орбитальный момент импульса L = M—v. Эти величины определяются пространственными интегралами соответственно от T° = (w, —S/ ), ц, s и / по всей области [c.526]

Исследование коррозионно-усталостного поведения сталей типа 18-10 в условиях их анодной поляризации полями блуждающих токов при эксплуатации изделий с ГМО и совершенствование на этой основе методов расчета их долговечности. [c.4]

Найдем структуру поля при условии, что требования (3.15) и (3.16) выполняются. Оказывается, что некоторые характеристики этой структуры не зависят от падающего поля и определяются только геометрией тела и поляризацией поля. Определение этих характеристик имеет и самостоятельный интерес, однако в первую очередь нас будет интересовать вопрос о потоке энергии из ребра или из вершины. Подробно рассмотрим поле только вблизи ребра, так как для него все существенные характеристики поля можно изучать на двумерной задаче, а для вершины только сформулируем результаты. [c.29]

Общая характеристика поля при кг 1 для обеих поляризаций совпадает в частности, не зависят от поляризации поля в области полутени. [c.82]

П. 20.2 [см. текст после формулы (20.166)], мы при этом пренебрегали полем, возбуждаемым индуцированной поляризацией, пропорциональной 8эф—1, гд 8эф дано в (20.166). Однако при Я-поляризации поле, возбуждаемое индуцированным на металле током, имеет тот же порядок, и это пренебрежение приводит к ошибке того же порядка, что и вычисляемое дифрагированное поле. Поэтому при этой поляризации статическим решением можно пользоваться только в непосредственной близости к цилиндру, точнее, только для определения тока. Определение поля по токам должно производиться по волновым законам, т. е. с использованием формулы (20.28). [c.212]

В приближении Кирхгофа (22.5) неразличимы дифракционные поля в направлении, совпадающем с направлением падающего поля, от тел, проекция которых на перпендикулярную плоскость одинакова (рис. 22.4). Действительно, в приближении геометрической оптики поле на теневой стороне непрозрачных тел равно нулю. Никак не сказываются особенности геометрии близ точки касания крайним лучом поверхности, скруглена ли поверхность или имеет ребро. Ускользают при этом детали, связанные с локальным взаимодействием падающего поля с краем экрана, и все различия, обязанные поляризации поля. [c.241]

Средняя за период колебаний энергия колебательного движения (при ли нейной поляризации поля) равна [c.72]

Здесь амплитуда напряженности поля медленно меняется со временем из-за зависимости от времени огибающей лазерного импульса. Из этой формулы видно, что действие силы (3.19) в лазерном пучке с аксиально симмет ричным распределением напряженности поля сводится к выталкиванию электрона из области сильного поля. При этом эта сила зависит только от расстояния электрона до оси пучка и не зависит от поляризации поля. Очевидно, что такое рассмотрение не принимает во внимание систематический дрейф электрона в поле электромагнитной волны. Учет дрейфа приведет к тому, что распределение по азимуту для электронов, выталкиваемых из пучка, будет неизотропным в отличие от того распределения, которое воз никло бы при учете только аксиально симметричной силы (3.19). Кроме того, при учете дрейфа энергия вылетающих из области светового пучка электронов будет зависеть от угла между скоростью электрона при вылете и направлением поляризации пучка. [c.74]

Здесь в — угол между направлением вылета фотоэлектрона и направле-нием поляризации поля. Уравнение (7.14) обобщает соотношение (5.18) на случай надпороговой ионизации. [c.175]

Иногда возникает усиление в направлении, перпендикулярном направ лению распространения лазерного пучка. Это может быть объяснено свой ствами полиномов Лежандра с большими индексами. Например, в одном из ранних экспериментов [7.27] угловое распределение электронов в первом надпороговом максимуме при ионизации ксенона излучением с длиной волны 532 нм имело резкий максимум в направлении поляризации поля. [c.176]

В работе [7.28] измерялось угловое распределение фотоэлектронов при надпороговой ионизации ксенона излучением с длиной волны 1064 нм. На блюдались пики, соответствующие поглощению 8 = 0-4 надпороговых фотонов. Было найдено, что электроны в основном испускаются в направ лении поляризации поля. Угловое распределение становится все более уз КИМ вблизи углов = О и тг при увеличении числа надпороговых фотонов. [c.176]

Рис. 7.5. То же, что и на рис. 7.4, но для случая циркулярной поляризации поля

I <С 1с (7.6) для короткодействующего потенциала. В противоположном предельном случае Р максимум в энергетическом спектре электронов при циркулярной поляризации поля соответствует энергии электрона, равной Ее = Р Нужно отметить, что здесь мы предполагаем 7 1, т.е. например, для атома водорода Р и. Противоречия с приведенными выше неравенствами нет, так как частота и мала по сравнению с атомной единицей. [c.188]

Из результатов этих двух работ можно сделать вывод, что, несмотря на различные приближения, причина возникновения плеча состоит в эффекте выталкивания второго электрона динамическим полем перво го электрона (аналогично ионизации атома при бета распаде). Проблема состоит в том, что экспериментально плечо наблюдается только при линейной поляризации поля и отсутствует для циркулярной поляриза ции. Численных расчетов для циркулярной поляризации поля пока не выполнено. Однако качественно очевидно, что эффект выталкивания должен реализоваться при любой поляризации излучения. [c.242]

В основу работы прибора положен 1етод возмущения исследуемым участком микропровода высокодобротного открытого СВЧ резонатора с регулируемым направлением вектора поляризации поля. Контроль параметров осуществляется по изменению уровня проходящей через резонатор СВЧ мощности. Открытый квазиоптический СВЧ резонатор существенно повышает чувствительность устройства, обеспечивая возможность измерения параметров провода субмикронного диаметра. Свободный доступ к рабочему пространству резонатора позволяет осуществлять контроль непосредственно в процессе изготовления провода либо его перемотки. Конструктивно прибор выполнен в виде двух блоков, в одном объединены СВЧ генератор, резонатор, детектор и устройство поворота одного из зеркал резонатора относительно оси провода, в другом — источник питания и индикатор тока детектора. В приборе наряду с визу- [c.260]

При исследовании поля дефекта в виде сквозной прямоугольной щели при намагничивании неоднородным полем установлено [29], что распределение зарядов по стенке дефекта не соответствует распределению намагниченности по сечению образца без дефекта, т. е. имеет место объемная поляризация. Поле такого дефекта может быть рассчитано [30], если предположить, что заряды заполняют некоторую заштрихованную на рис. 1,г область с объемной плотностью р = = onst. Тогда поле от элементарного бесконечно длинного заряда дйцй с, в точке М (хуг) [c.87]

Кроме ДН по амплитуде и. мощности часто используют поляризационные и фазовые ДН. Поляриаад. ДН е 0, ф) — это зависимость поляризации поля (ориентации вектора JS) от направления в дальней зоне (векторы И п И в дальней зоне лежат в плоскости, нормальной к направлению распространения). Различают линейную и эллиптич, (в частности, круговую) поляризацию (см. Поляризация волн). Если нлоскость, проходящая через е ж п (направление распространения), с течением времени не меняет своей ориентации, то поляризация поля линейная, если конец вектора е описывает в плоскости, перпендикулярной и, эллипс или окружность (по часовой стрелке относительно п — правое вращение, против — левое), то поляризация эллиптическая или круговая. В общем виде поляризац. свойства полей излучении А. удобно описывать такими энер-гетич. параметрами, как матрица когерентности или Стокса параметры. Последние имеют размерность плотности потока энергии и могут быть непосредственно измерены, что позволяет экспериментально исследовать поляризац. ДН. [c.96]

Простейн1имй характеристиками поля являются его спектр и ср. интенсивность. Эти характеристики находят из опытов, напр, интенсивность света — по измерениям скорости фотоэмиссии электронов в ФЭУ. Теоретически эти величины описываются (без учёта поляризации поля) полевым коррелятором [c.294]

ПОВЕРХНОСТНЫЙ ИМПЕДАНС электром аг-нитного поля — соотношение, определяющее связь между тангенциальными компонентами комплексных амплитуд гармония, электрического (г)ехр(1Сйг) и магнитного Н(г)ехр(гсй1) нолей на нек-рой поверхности 5. В случае произвольной поляризации полей и ориентации 5 П. и. является двумерным тензором второго ранга. Если тангенциальные составляющие полей Е.,. и перпендикулярны, вводят скалярный П. и. EJH. обладающий многими сходными свойствами с импедансом участка цепи переменного тока. Подробнее см. Импеданс (электрич.). ПОВЕРХНОСТНЫХ ВОЛН АНТЕННА — антенна, в к-рой используется открытая линия передач с замедляющей системой частный случай антенны, бегущей волны. Бегущие замедленные волны оказываются прижатыми к направляющей поверхности, поэтому их называют поверхностными (поперечная составляющая волнового вектора является в таких системах мнимой величиной, т. е. амплитуда поля в направлении нормали к поверхности экспоненциально убывает), поток энергии вдоль поверхности концентрируется вблизи неё. [c.653]

Ф.—П. д. отсутствуют в асимптотич. состояниях. Их роль состоит в том, чтобы компенсировать вклад нефиз, продольных и времснньлх квантов поля Янга —Миллса, присутствующих в теории при квантовании в ковариант-ных калибровках, и тем самым обеспечить унитарность матрицы рассеяния. Суммарная вероятность перехода из любого физ. состояния (т, е. состояния, включающего только поперечно поляризованные кванты поля Янга — Миллса) в состояния, включающие Ф. П. д. и нефиз. поляризации поля Янга — Миллса, равна нулю. Это свойство может быть положено в основу ковариантной процедуры квантования теории Янга — Миллса, в к-рой исходным объектом является эфф. действие. [c.263]

Посредством электрической поляризации поле оказывает воздействие и на несущую жидкость, заставляя ее сжиматься. Дебай [7] вычислил величину возникающего при этом электрострикционного градиента давления Рз1ду, а Зан [8] подтвердил недавно результаты его выкладок экспериментально. Электрострикционный градиент отличается от величины, которую дает уравнение (8), некоторым коэффициентом Кз- Для неполярных жидкостей Дебай, воспользовавщись величиной ео (диэлектрическая постоянная вещества в вакууме), вывел соотнЬшение [c.432]

Влияние угла наклона граней при нормальном падении для эшелетта имеет разный характер в зависимости от поляризации поля. Если при -по-ляризацив увеличение угла ij приводит к ослаблению порогового эффекта, то в Я-случае зависимость Wo от не монотонна существует диапазон углов 60° < iJJ < 70°, в котором энергия падающего поля максимально преобразуется в высшие распространяющиеся гармоники [c.165]

Третью группу пироэлектрических материалов составляют полярные пленочные полимеры типа ПВДФ (см. табл. 6.1). После специальной технологической обработки, заключающейся в растяжении пленки в 3—5 раз и ее температурной поляризации (поле около 1 МВ/см, температура порядка 130° С), полимерная пленка приобретает пироэлектрические свойства. Несмотря на то, что пирокоэффициент полимерных материалов ниже, чем монокристаллов и пирокерамики, их техническое применение оказывается весьма перспективным благодаря хорошим механическим свойствам (тонкие, эластичные, прочные пленки). [c.171]

Поляризация поля излучения, формируюгцегося в лазерном резонаторе, определяется теми или иными имеюгцимися в нем анизотропными элементами. Как показано в 1.9, гауссову пучку, являюгцемуся [c.73]

Луч в среде, параметры которой зависят от координат, может представлять собой довольно сложную пространственную кривую. В векторной ситуации кроме общих со скалярной задачей свойств поля (лучевой структуры, т. е. лучей и волновых фронтов, зависимости амплитуд полей от координат) надо знать еще закон изменения направления вектора Яо (или Яо), т. е. особенности изменения линейной поляризации поля. С каждой точкой пространственной кривой связан трехгранник I — единичный вектор вдоль луча, я — нормаль к лучу, Ь — бинор-маль к лучу. Введем угол 0 между вектором Е и нормалью к лучу я. Для угла 0 получено уравнение [c.237]

В этом выражении матричный элемент перехода п тп в случае линейно поляризованного поля имеет вид УтЗ, = = гтп /2, где г — координата электрона в направлении вектора поляризации поля е. 13 простейшем случае, когда начальное состояние п является основным, а возмущением конечного состояния т под действием поля можно пренебречь, плотность конечных состояний р описывается лоренцианом с полушириной 7 , равной естественной ширине состояния т. При этом (З) переходит в соотношение [c.43]

Однако в работе [5.18] было показано, что правило Бете хорошо соблю-дается только в случае больших главных и орбитальных квантовых чисел, т.е., в квазиклассическом пределе. Поэтому, на первый взгляд, соотношение (5.7) не должно было бы выполняться для многофотонной ионизации атома водорода, поскольку при линейной поляризации поля возможны каналы с малым орбитальным моментом на всех этапах поглощения фотонов, в отличие от поля циркулярной поляризации. Тем не менее, для малофотонных процессов соотношение (5.7) соблюдается. Например, для двухфотонной ионизации причиной его выполнения является тот простой факт, что при фактическом [c.121]

Было обнаружено [7.30], что испускание электронов в надпороговых максимумах при эллиптической поляризации поля несимметрично отно сительно вращения вокруг оси поляризации поля. Причина асимметрии состоит в том, что не сохраняется импульс электрона. [c.176]

В работе [9.46] теоретически рассматривалась двукратная ионизация атома гелия, используя значения длины волны лазерного поля 780 нм и интенсивности в диапазоне от 10 " до 10 Вт/см . Обменными эффек тами пренебрегалось. Использовалось приближение одного активного (внешнего) электрона. Ионизация второго (внутреннего) электрона рас сматривалась в эффективном потенциале, состоящим из внешнего поля лазерного излучения, поля ядра гелия и кулоновского потенциала оттал кивания от внешнего электрона, усредненного с волновой одночастичной функцией внешнего электрона. Так как эта волновая функция зависит от времени, то и усредненный кулоновский потенциал является также функцией времени. Результаты этого численного расчета воспроизводят плечо в выходе двукратно ионизованных атомов гелия (ядер гелия) как функции интенсивности излучения (см. рис. 9.4), в диапазоне интенсив ностей от 10 до 10 Вт/см (при линейной поляризации поля). [c.242]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...