Нижнее критическое поле

Следовательно, фазовый переход сверхпроводника 2-го рода будет идти путем постепенного вытеснения сверхпроводящей фазы, и металл станет нормальным при том поле, когда в нем не сможет существовать даже бесконечно малый сверхпроводящий участок. Итак, можно заключить, что переход растянется на целый интервал магнитных полей, и в этом интервале внешнее магнитное поле будет частично проникать в сверхпроводник, т. е. эффект Мейснера будет неполным. Сверхпроводник при этом будет находиться в особом состоянии, называемом смешанным, которое при некотором поле Яд (нижнее критическое поле) граничит со сверхпроводящей фазой, а при другом поле Нсг (верхнее критическое поле)—с нормальной фазой Абрикосов, 1957) [198]. [c.355]

Что касается числа п, то оно, в принципе, может быть любым. Однако довольно ясно, что надо взять п=1. Прежде всего, очевидно, что маленький вихрь может легче зародиться, чем большой, а потому нижнее критическое поле Я соответствует рождению наименьшего вихря. При больших полях вопрос решается условие.м минимальности свободной энергии. Из этого условия можно найти положения осей вихрей. Представим себе, например, что п = 2. Это соответствует двум слипшимся вихрям с п=1. Для установления положения оси вихря нам надо найти минимум свободной энергии по координатам оси, т. е. по точкам X, у ее пересечения с плоскостью, перпендикулярной магнитному полю (ось г). Но если бы вихри не слиплись, то мы имели бы возможность минимизировать й по Хг, у и х у , т. е. по большему числу переменных. Это в общем случае приводит к более низкому [c.357]

Неупругое рассеяние 49, 54, 184 Нижнее критическое поле 358> 369, 390 Нулевой (высокочастотный) звук 237 [c.519]

Сверхпроводники II рода обладают сверхпроводящими электрическими свойствами вплоть до поля Нс2- Между нижним критическим полем Нс1 и верхним критическим полем Нсг плотность потока В ф О и эффект Мейснера является неполным. Значение Яс2 может более чем в 100 раз превышать значение критического поля Яс, к которому мы приходим при термодинамическом подходе к рассмотрению перехода в сверхпроводящее состояние в нулевом магнитном поле. В области напряженностей полей между Нс и Яс2 линии потока пронизывают сверхпроводник и он находится в вихревом состоянии (см. ниже рис. 12.36). Для сплава Nb, Al и Ge при температуре кипения жидкого гелия (см. рис. 12.7) было достигнуто ) поле Нс2 = [c.426]

Неупорядоченные сплавы 1207 (с), 310, 311 Неупругое рассеяние и закон Видемана —Франца 1322, 323 Нижнее критическое поле П 346 Номер зоны 1145 (с), 146 [c.423]

Франца I 322, 323 Нижнее критическое поле II 346 Номер зоны I 145 (с), 146 [c.402]

Сверхпроводники П рода, как и сверхпроводники I рода, характеризуются температурой перехода в сверхпроводящее состояние Тс, но имеют два критических поля (рис. 3). Ниже нижнего критического магнитного поля S ] сверхпроводник ведет себя как сверхпроводник I рода. При внешнем магнитном поле S j < вну- [c.521]

В результате решения уравнений равновесия оболочки в пространстве нагрузка—перемещения в выбранных пределах изменения внешней нагрузки находим кривую, представляющую равновесные состояния оболочки. При этом на полученной кривой отыскиваем точки (если такие имеются), соответствующие верхней и нижней критическим нагрузкам оболочки. Вместе с тем в процессе нагружения оболочек (как и других тонкостенных конструкций) нередки случаи, когда при определенной нагрузке (нагрузке бифуркации) происходит разветвление равновесных форм оболочки, т. е. на исходное поле перемещений оболочки накладывается по меньшей мере одно дополнительное, бесконечно малое поле перемещений, которое в процессе его эволюции приводит к выпучиванию оболочки. В случае осесимметричного деформирования оболочки вращении при бифуркационной нагрузке появляется, как правило, одно дополнительное, вообще неосесимметричное поле перемещений (возможны также случаи выпучивания по нескольким формам). [c.288]

Из формулы (10.6) видно, что критическая нагрузка для стержня прямо пропорциональна жесткости при изгибе / и обратно пропорциональна квадрату длины. Можно также отметить, что критическая нагрузка не зависит от прочности материала при сжатии. Таким образом, критическая нагрузка тонкого стального стержня не возрастает при использовании стали с более высоким пределом текучести. Критическую нагрузку можно, однако, увеличить за счет увеличения момента инерции / поперечного сечения. Этого можно достичь, распределив материал настолько далеко от центра тяжести поперечного сечения, насколько это вообще возможно. Отсюда следует, что полые стержни более экономичны, чем сплошные. При уменьшении толщины стенки таких стержней и увеличении поперечных размеров их устойчивость возрастает, так как растут моменты инерции I. Однако существует нижний предел для толщины стенки, ниже которого сама стенка становится неустойчивой. Тогда вместо выпучивания всего стержня произойдет местное выпучивание стенки — появление мелких волн или сморщивание. Такой тип выпучивания называется местным выпучиванием и требует более подробного исследования [10.1].. [c.395]

А теперь представим себе, что один из ионов хрома (под действием теплового электромагнитного поля резонатора или же самопроизвольно) перешел со второго на нижний уровень, излучив квант соответствующего этому переходу света. Пройдя по кристаллу, фотон заставит встречавшиеся на его пути ионы хрома также вернуться на нижний уровень, излучив положенную порцию света. Если излучение пошло под углом к оси кристалла, то оно несколько раз отразившись от одного зеркала к другому, выйдет за пределы кристалла, не успев столкнуть на нижний уровень достаточное количество ионов хрома. Но тот же квант, испущенный запальным ионом хрома вдоль оси кристалла, будет отражаться от одного зеркала к другому до тех пор, пока все ионы хрома не перейдут на нижний уровень. Процесс будет развиваться, как лавина, за время менее одной десятитысячной секунды высвобождая всю энергию, запасенную активной средой. Произойдет световой взрыв кристалл излучит мощный импульс света. (Одно из зеркал делают слегка прозрачным, чтобы вспышка в критический момент вырвалась из него.) Яркий красный луч будет очень близок к параллельному. Как только батарея конденсаторов полностью разрядится, лампа-вспышка погаснет, и вслед за ней прекратится излучение и рубина. [c.95]

Верхнее значение ц) определяется вырождением поля характеристик в линию, касательную к границе штампа, а нижнее значение контролирует приближение угла между а- и /3-характеристиками к критическому значению тг при больших углах в. Так как ширина штампа [c.55]

К критическая плотность тока 7-10 А/м нижний предел магнитного поля 700 кГн. Теплопроводность слоя равна теплопроводности меди (за вычетом величины, пропорциональной объемной доле ЫЬН). Частицы в КЭП удалены друг от друга на расстояние 7 нм. [c.155]

При изменении значения угла падения в от критического угла полного отражения Ь до я/2 модуль коэффициента прозрачности уменьшается от двух до нуля. Сдвиг фазы преломленной войны относительно падающей на границе раздела составляет половину от сдвига фазы при отражении Н = ( H lex.p(iip/2). В нижней среде, согласно (2.18) и (2.19а), при полном внутреннем отражении поле представляет собой неоднородную 30 [c.30]

Найти критические частоты и поле в плоском слое, когда верхняя граница слоя z = h является абсолютно мягкой (коэффициент отражения V = - ), а нижняя—абсолютно жесткой V = - 1). [c.73]

Поскольку, как уже указывалось, величина I в аморфных сверхпроводниках крайне мала, k становится очень большим (50—100, см. табл. 7.1). По данным работ [29, 40] длина когерентности о составляет 3—10 нм, а А.(0)—200- 1000 нм. Для аморфных сплавов критическое магнитное поле лежит между нижним критическим полем Нс,(Т) и верхним критическим полем На Т), т. е. аморфные сплавы являются сверхпроводниками второго рода согласно теории ГЛАГ (Гинзбург-Ландау, Абрикосов-Горьков). По теории ГЛАГ величины Нс(Т), Нс,(Т) и На Т) связаны между собой следующим образом [c.217]

Усл01вились характеризовать сверхпроводники с высокими критическими полями следующими символами и понятиями. Так как нижнее критическое поле, связанное с жесткими сверхпроводниками, как в теории, так и в экспериментах совпадает с проникновением магнитного потока, то Яс, (или в некоторых случаях Ясг ), Яь Нк , Я о, обозначили Hfp Верхнее поле, при котором токи в образце еще циркулируют и которое обозначали раньше Ясг (или в некоторых случаях Нс ), Яг, Н Hf и Яо2 — через Н . [c.13]

А/см (для массивных образцов NbsGe г . =10 А/см ) и нижнее критическое поле =1 кЭ (для NbsGe =10 кЭ) КромЪ тО-го, высокотемпературные сверхпроводники обладают низкой технологичностью (зернистостью структуры, гранулярностью и, как результат, высокой механической хрупкостью). Это делает пока невозможным использование данных материалов в сильноточной электронике, но их использование в микроэлектронике вполне актуально. [c.241]

Рис. 12.35. Определение нижнего критического поля H i для образования вихревого состояния, f — энергия на единицу длины нити радиуса , на.ходя-щейся в нормальном состоянии (N) и окруженной сверхпроводящей фазой (5),как функция приложенного магнитного поля Ва, f — сумма f ore /mag. Кривые построены для X = 31. Начало отсчета соответствует энергий образца в чисто сверхпроводящем состоянии. Вихревое состояние устойчиво,, когда Ва > Па и / отрицательна.

Сверхпроводники второго рода отличаются тем, что переход в сверхпроводящее состояние у них осуществляется не скачком, а постепенно. Для них характерны два критических значения магнитной индукции для температуры Т р < Т . Если магнигная индукция во внешнем поле начинает превосходить значение нижней критической индукции, то происходит частичное проникновение магнитного поля во всю толщину сверхпроводящего образца. При этом под действием силы Лоренца электроны в сверхпроводнике начинают двигаться по окружностям, образуя так называемые вихри. Внутри вихря скорость вращения возрастает по мере приближения к оси до тех пор, пока не достигнет критического значения и не произойдет срыв сверхпроводимости. По мере увеличения внешнего магнитного поля количество вихрей возрастает, а расстояние между ними сокращается. Когда оно станет соизмеримым с размером ку-перовской пары, практически весь объем перейдет в нормальное состояние и магнитное поле полностью проникнет в образец. К сверхпроводникам второго рода из чистых металлов можно отнести только ниобий Nb, ванадий V и технеций Те. [c.124]

Однако не все сверхпроводники ведут себя в магнитном поле одинаково. В сверхпроводниках 1-го рода наблюдается эффект Мейссне-ра-Оксенфельда, а в сверхпроводниках 2-го рода проявляется неполный диамагнетизм. Для последних магнитное поле лежит между нижним критическим значением Яс1(7) и верхним критическим значением На Т) напряженности. К сверхпроводникам 2-го рода относятся почти все сплавы и интерметаллические соединения, а также ряд переходных металлов (табл. 3.4). [c.238]

Сверхпровоб1шки 2-го рода. При поле, меньшем нижнего критического значения Н .Т), магнитный поток не проникает в образец когда приложенное поле превышает верхнее критическое значение Н ,. (Т) > Нс1 (Т), весь образец возвращается в нормальное состояние и имеет место полное проникновение поля. Когда величина приложенного поля лежит между Н Т) и (Г), происходит частичное проникновение потока, и в образце возникает довольно сложная микроскопическая структура чередующихся нормальных и сверхпроводящих областей, которая называется смешанным состоянием ). Кривая намагничивания, отвечающая сверхпроводимости 2-го рода, показана на фиг. 34.4,6. [c.346]

При расчетах предельных плотностей потока теплоемкость насыщенной жидкости в интервале температур 40—180° С принята постоян- кг ной = 4,187 кдж1кг°С вы-числение расходов, отвечающих более высоким начальным температурам, произведено с учетом изменения теплоемкости воды вдоль нижней пограничной кривой. Следует иметь в виду, что малые отклонения в табличных значениях калорических функций насыщенного пара, не выходящие за пределы поля допусков скелетных таблиц, заметно сказываются на результатах вычисления критической плотности. Так, например, если начальная энтальпия пара при /о = 180° С и Ха = 1,0 отклоняется на 0,3% от среднего значения (допуск около 0,6%), то расчетная величина критической плотности потока изменяется на 1,6%. [c.107]

Вероятно, наиболее привычной конструкцией автомобиля без шасси, из числа встречающихся на дорогах, является полуприцеп с несущей цистерной. Длинные цилиндрические оболочки образованы несущими балками круглого сечения. Требование по сохранению большой несущей способности цистерн при одном и том же боковом профиле определило переход от формы прямого кругового цилиндра к эллиптическому, т. е. к так называемым цистернам максимального сечения, боковой профиль которых имеет излом на нижнем контуре, как показано на рнс. 3.30. Отделы транспорта и сбыта ведущих компаний по производству алюминия стремятся разработать полу-эмпирические методы расчета цистерн. В этом отношении типичным является следующий подход принимается, что тонкостенные обо-лочечные балочные конструкции теряют устойчивость при экстремальных конструктивных нагрузках раньше, чем в них достигаются предельные напряжения при растяжении, сжатии или сдвиге. Для зоны сжатия нагруженной цилиндрической цистерны, показанной на рис. 3.30, по элементарной балочной теории критическое напряжение а = МуИ, и началу выпучивания соответствует напряжение, вычисляемое по эмпирической формуле а р = 0,38Etlr. [c.95]

На фиг. 3.9 и 3.10 представлены зависимости — рх, от R (уравнение (3.9)) и (р<х> —Ри)кр от R (уравнение (3.11)) для фиксированной массы газа при температуре 20°С, заимствованные из работы Дэйли и Джонсона [12]. Из фиг. 3.9 следует, что во всех случаях существует два равновесных значения радиуса (нижнее соответствует устойчивому равновесию, а верхнее неустойчивому равновесию) или одно критическое значение радиуса R, которое соответствует устойчивому равновесию при схлопывании и неустойчивому равновесию при росте пузырька . Ядра любого начального размера будут расти в поле пониженного давления с умеренной скоростью, пока не достигнут радиуса R = R. Любой пузырек радиусом более R стремится расти неограниченно и с большой скоростью, зависящей от инерции окружающей жидкости. Этот рост будет происходить главным образом за счет испарения жидкости со стенок каверны. Поэтому ряд авторов называют описанное явление паровой кавитацией . Влияние небольшого количества воздуха, содержащегося в пузырьке, становится незначительным, как только его радиус превысит в несколько раз R. Более того, чтобы могло произойти взрывоподобное расширение, которое мы называем кавитацией, давление [c.103]

Большую серию опытов по конденсации воды и органических жидкостей провели Фольмер и Флуд [57, 10]. В качестве расширительной камеры использовалась стеклянная бутыль без дна. Полый подвижный поршень-стакан был опрокинут на ртуть в нижней части камеры. В зазоре между боковой стенкой камеры и поршнем, а также поверх поршня находилась исследуемая жидкость. Ее пары в смеси с воздухом заполняли рабочий объем камеры (— 1000 см ). Расширение производилось за счет регулируемого разрежения газа под поршнем. Внутри камеры можно было создавать электрическое поле для удаления ионов. Граница спонтанной конденсации пара в рабочем объеме определялась визуально. При переходе через некоторое критическое значение степени расширения е == е число образуюш,пхся капелек очень быстро возрастало. [c.152]

В заключение этого параграфа отметим еще работу Курц-вега Р], в которой исследовалась устойчивость равновесия в бесконечном горизонтальном цилиндре прямоугольного сечения. Рассматривались плоские возмущения для случая, когда горизонтальные границы полости поддерживаются при постоянной температуре,- а вертикальные — теплоизолированы внешнее поле направлено вертикально. В работе определены критические числа Рэлея в зависимости от поля для нескольких нижних мод неустойчивости. [c.207]

Формула (256) получена в предположении, что нагрузка приложена к полосе в центре тяжести свободного торца. Практически нагрузка прикладывается или к верхней, или, реже, к нижней грани полосы. Повышение точки приложения нагрузки над центром тяжести торца увеличивает при опрокидывании крутящий момент и, следовательно, уменьшает критическое значение нагрузки. Очевидно, что понижение точки приложения силы увеличивает критическую нагрузку. Приближенная формула для определения критического значения нагрузки, приложенной на расстоянии с (по вертикали) от центра тяжести торца полось , имеет следующий вид [c.926]

Как следует из анализа табл. 2.12, в большинстве случаев, исключая лишь нижнюю тропосферу (уровень 850 гПа), где отмечаются максимально индивидуальные разности ti = tpi3—4сэ, и тропическую зону (квадрат 4), для которой характерна малая естественная изменчивость поля температуры, абсолютные величины критерия ts меньше его критического значения ts P, к), особенно при вероятности Р = 0,99. [c.76]

Для подачи импульсов тока в силовой магнит используется простая, но остроумная цепь, схема которой приведена на рис. В.5. Когда нижний маятник колеблется, магнитное поле в притягивающем магните создает напряжение в обмотке, входящей в состав цепи, скрытой в подставке. Это напряжение приложено к транзистору, который начинает проводить, когда индуцированное движением напряжение достигает критического значения. За время проводящ фазы ток из батареи напряжением 9 В течет по второй обмотке магнита, создавая действующий на маятник импульсный вращательный момент. В большинстве случаев колебания первичного маятника почти периодические, тогда как вторичный маятник совершает хаотические колебания. Профессор Алан Вулф из Куперовско-го объединения, Нью-Йорк, и его коллеги проанализировали действие этой игрушки и показали, что движение вторичного маятника действительно хаотично (к сожалению, их работа не была опубликована к тому времени, когда была написана эта книга). [c.294]

Интерес к длинноволновой асимптотике уравнения Орра-Зоммер-фельда возникает, в частности, потому, что собственные решения линеаризованных уравнений свободного взаимодействия [78, 79, 81] являются предельной формой волн Толлмина-Шлихтинга в несжимаемой жидкости с прилегающими к стенке критическими слоями [52, 53]. При этом дисперсионное соотношение, которое в точности совпадает с вековым уравнением задачи Орра-Зоммерфельда, содержит целый спектр решений, не рассмотренный в [51, 174, 175]. Первая мода колебаний из указанного спектра может быть как устойчивой, так и неустойчивой. Ниже строятся решения для каждой из подобластей (включая критический слой), на которые при больших числах Рейнольдса разделяется возмущенное поле скоростей в линейной задаче устойчивости. Выводятся дисперсионные соотношения, описывающие окрестности верхней и нижней ветвей нейтральной кривой для пограничного слоя. Данные соотношения, содержащие нейтральные решения как частный случай, асимптотически переходят друг в друга в неустойчивой области между обеими из этих ветвей. [c.55]

Здесь L = х — (z + Zo)tg5. Верхние знаки соответствуют точке ветвления q - п, нижние — q = —п. Мы видим, что фронты боковых волн наклонены к границе под углом 5. При в, О амплитуда боковой волны, соответствующей q = п, значительно превосходит амплитуду волны, соответствующей q = -и, и достигает максимального значения при падении пучка под критическим углом полного отражения (sine, = п). Если положить (<7) = = /(1 - <7 ) , = О то (14.31) будет совпадать с интегральным представлением поля (12.35) при падении цилиндрической волны. В этом случае — случае ненаправленной падаюшей волны — выражение (14.33), взятое при дс > О с верхним, а при дс < О - с нижним знак ом, отличается от боковой волны (14.3), возбуждаемой точечным источником, множителем ехр(/д/4)(2дЛ/иг) и заменой г (х + на дс . Направленность [c.317]

В.А. Тумановым и Е.Н. Калачевым. Данные, нанесенные светлыми ромбиками, соответствуют моделям звуковых сопел с симметричными контурами перехода в вертикальной и горизонтальной плоскостях от круглого к прямоугольному сечению, аналогично схеме работы [151], показанной на рис. 4.3 для темных треугольников. Данные, нанесенные светлыми прямоугольниками, соответствуют несимметричному контуру переходного участка в вертикальной плоскости переход от круга к прямоугольному критическому сечению осугцествляется за счет сужения только нижнего контура при прямолинейном верхнем контуре боковые стенки переходного участка канала расширяются симметрично под углом , как показано на рис. 4.3. Экспериментальные данные, отмеченные светлыми значками, получены в широком диапазоне изменения основных геометрических параметров переходного участка канала степени сужения от входного (круглого) сечения к критическому сечению плоского сопла /F = 0,2-0,6, углов расширения боковых стенок = 18-30°, отношения ширины к высоте критического сечения вх/ кр 1-25. Следует отметить, что даже при самом неблагоприятном с точки зрения отрыва потока на стенках переходного участка — F /F = 0,6 и = 30°, что соответствует наибольшим значениям скорости потока и угла расширения канала для исследованных вариантов, — результаты визуализации поля течения методом саже-масляного покрытия и измерения статического давления по длине переходных участков показали отсутствие отрывов потока на стенках. [c.193]

Увеличение электронной концентрации слоев В и Е приводит к внезапному увелтению поглощения КВ в этих слоях. При этом нарушается радиосвязь, на многих направлениях. Помимо дополнительной ионизации нижних слоев ионосферы, корпускулярный поток приводит к изменениям магнитного поля Земли, так ийзываемым магнитным бурям. Магиитна-я буря, в свою очередь, влияет иа ионосферу. В первой фазе бури происходит уменьшение электронной концентрации слоя за счет увеличения его толщины во второй фазе отмечедо увеличение ионизации слоев О и Е из-за проникновения потока протонов глубоко в атмосферу. Все это приводит к уменьшению критической -частоты слоя и увеличению поглощения в слоях О и Е. Магнитные бури развиваются быстро. Следует отметить, что магнитные бури начинаются на 18—36 ч позже начала вспышки на Солнце. Это связано е временем задержки потока протонов при их пути.от Солнца к Земле., поскольку скорость частиц намного меньше скорости электромагнитных волн. [c.215]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...