Матрица поляризации

Ковариантная матрица поляризации для частиц со спином 1 была рассмотрена в [940] см. также [867]. [c.222]

Применительно к диффузии катионов возможны следующие рассуждения. Положим, имеется щелочно-силикатное стекло, не склонное к фазовому разделению. В таком стекле ионы натрия статистически распределены в узлах и междоузлиях решетки, кроме того, имеется определенный спектр потенциальных барьеров. Вхождение примесного иона с тем н<е координационным числом по кислороду приводит к изменению степени поляризации электронов кислородного полиэдра, что, в свою очередь, приводит к увеличению прочности закрепления собственных катионов стекла и к изменению спектра потенциальных барьеров. Это приводит к снижению диффузионной подвижности примесного катиона по сравнению с собственным, так как уменьшается число термических дефектов и затрудняются ионные переходы. Если же входит примесный катион с другой координацией по кислороду, то изменения в кислородном полиэдре более значительны, так как входящий катион будет стремиться изменить координацию по кислороду в свою пользу. Скорость миграции такого катиона намного меньше диффузионно подвижности собственного иона и практически не зависит от его размеров. Если количество входящих катионов сравнимо с количеством собственных катионов, то изменение координации может привести к необратимым изменениям в анионной матрице стекла вплоть до разрыва анионной матрицы. [c.17]

Матрица плотности p определяет отклик вещества (электрич. и магн. поляризацию, плотность тока и т. п.) на действующее излучение. Папр., электрич. поляризация для набора одинаковых Д. с. даётся выражением [c.570]

Модули собств, значений матрицы Джонса определяют потери О. р., обусловленные поляризаторами, а фазы собств. значений — поляризац. поправки к частотам соответствующих мод. Подбирая анизотропные элементы, можно добиться требуемого состояния поляризации. Учитывая, что обычно анизотропные элементы обладают заметной дисперсией, можно использовать их также для разрежения продольного спектра. [c.456]

Здесь о — Паули матриц . Степень поляризации пучка нейтронов определяется выражением [c.70]

Здесь I — единичная матрица. Выражение (5) принимают в качестве строгого определения понятия поляризации пучка нейтронов, эквивалентного (1). [c.70]

Если матрица Джонса, описывающая поляризац. свойства всей совокупности оптич, элементов, образующих резонатор, имеет вид [c.317]

С открытием лазеров как источников коротких импульсов излучения в оптическом диапазоне электромагнитных волн появилась возможность наблюдения фотонного эха [67], являющегося оптическим аналогом спинового эха, а также свободного распада электронной поляризации [68] и других эффектов [69-71], обусловленных сложением фаз, т. е. когерентностью атомного ансамбля. Как мы увидим ниже, эволюция во времени недиагональных элементов матрицы плотности примесного центра определяет свободное затухание поляризации, различные типы фотонного эха и некоторые другие нелинейные явления. Эти эффекты получили название переходных. Их можно наблюдать лишь после возбуждения образца достаточно короткими световыми импульсами. Среди переходных эффектов наибольший интерес в настоящее время вызывает фотонное эхо, превратившееся в главный инструмент для исследования фазовой и энергетической релаксации электронных состояний примесных центров в твердых растворах. Достижениям теории в области описания фотонного эха и посвящена в основном данная глава. [c.195]

При просвечивании модели неполяризованным светом [4] состояние поляризации рассеянного света зависит от компонент первого столбца приведенной матрицы рассеяния. [c.20]

Здесь R — матрица отражения для отражательной периодической структуры (см. рис. 1, а), а матрицы отражения и прохождения R , Т, Т определены выше. Матрицы R н Т для случаев Е- и Я-поляризаций, конечно, различны. [c.24]

Г — Паули спиновые матрицы. Поляризация иоян-ляется всегда перпендикулярно к плоскости рассеяния и измеряется но наблюдению лево-правой асимметрии е = (а — второго рассеяния в плоскости, совпадающей с плоскостью первого [обычио на мишени с известными анализирующими свойствами, т. е. известным (d.,,)], именно е (О , 2) = = Р (гЧ 1) Р ( З о). При наличии поляризованной мишени с известной поляризацией перпендикулярной к плоскости рассеяния, поляризация Р ) может быть измерена нутем наблюдения асимметрии однократного рассеяния е ( ) = Р Р (О). Наконец, можпо измерить параметр иращеппя спипа [c.286]

При облучении титана ионами палладия с энергией 90 кэВ и дозой 10 ион/см происходит гаусовское распределение плотности по глубине приповерхностного слоя матрицы с максимальной концентрацией, достигающей 4 % на расстоянии 24 нм от поверхности. Характерное распределение катодной структурной составляющей в значительной степени определяет кинетику процесса коррозии титана в 10 %-ном растворе серной кислоты. По мере растворения титана и перемещения границы раздела металл—раствор, с одной стороны, в контакт с раствором вступают все более обогащенные Pd-слои, а с другой - возможно накопление катодных отложений непосредственно на поверхности титана, что приводит к увеличению концентрации палладия (до 20 %), усиливает анодную поляризацию анодной фазы и облегчает ее пассивирование (потенциал коррозии повьпиается на 0,8 В). Стационарная скорость растворения титана достигается менее чем за 1 ч с момента погружения в раствор и имеет величину в 1000 раз ниже скорости растворения чистого imana. [c.77]

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]

Д. м. м, не применяется для неоднородных волн и для световых пучков больших апертур. Д. м. м. непригодеп также для цекогерентного света, но формализм его можно использовать для построения матрицы когерентности [4]. Для описания состояния поляризации неко-герептного света используются методы Стокса параметр ров и Мюллера матриц. [c.604]

По угл. зависимостям и характеру поляризации И. с. можно разбить на rpymibi, связанные с т. и. пол я-р н 3 а ц, моментами. Линейным преобразованием (разложением по неприводимым тензорам группы вращений) матрицу плотности можно привести к такому виду, в к-ром она распадается на ряд групп, пред-ставляювц1х тензоры разд. рангов, каждый нз к-рых преобразуется операцией вращения самостоятельно. Эти группы и составляют иоляризац. моменты. Компоненты этих моментов, перпендикулярные оси квантования, непосредственно связаны с когерентностью. [c.169]

МЮЛЛБРА МАТРИЦА — матрица линейного преобразования (матричный оператор), применяемая для анали-тич. описания действия поляризац, оптич. элементов (поляризаторов, фазовых пластинок, отражающих поверхностей, тонких плёнок) на произвольным образом поляризованные световые пучки (см. Поляризация света). М. м. представляет собой квадратную 4х 4-матри-цу М, к-рая связывает 4-компонентный вектор Стокса S светового пучка, прошедшего через оптич. элемент, с Вектором Стокса S исходного пучка S =MS. Действие совокупности к оптич. элементов на световой пучок с вектором Стокса S описывается произведением соответствующих M.m. S причём мат- [c.224]

М. м. простейших поляризац. элементов можно определить на основании известных результатов преобразования ими нек-рых пробных (известных) типов поляризации. М. м. поляриэац. элемента (М ) с произвольным азимутом оси анизотропии (Й) определяется по известной М. м. этого элемента с заданным азимутом (напр., нулевым 0 = 0, Мц) путём применения матрицы поворота К 9) Мд — К(—6)М,К 0), где [c.225]

Если О, с. обусловлено рассеянием на неоднородностях внутр. структуры самого тела (пш)ошки, эмульсии, облака и т, п.), то явление носит объёмный характер и его закономерности определяются эффектами многократного рассеяния света, проникшего в тело. В этом случае даже слабое поглощение внутри тела приводит к резкому ослаблению многократно рассеянного света и уменьшению отражат. способности. Для очень тонких или сильно поглощающих сред существенно только однократное рассеяние, вследствие чего отражат. способность пропори, р/у ( 1 и у — объёмные коэф. рассеяния и поглощения). Т. к. Р и у зависят от степени дисперсности рассеивающего вещества, то и отражат. способность зависит от дисперсности увеличивается по мере измельчения рассеивающих частиц. Поляризация отражённого света также зависит от величины р/у. Угл. распределение отражённого света определяется видом матрицы рассеяния и меняется с изменением р/у и оптич. толщины слоя. [c.512]

Для квазиоднородных и квазистационарных сред а и о(я я ) зависят от г и В случае рассеяния с изменением частоты в интегральном члене в (1) появляется дополнит, интегрирование по частоте. При учёте векторного характера эл.-магн. поля яркость / нужно заменить на яркостную матрицу, к-рая описывает не только интенсивность, но и поляризац. свойства излучения, причём а и о(н <— я ) также становятся матричными величинами. Скалярное ур-ние (1) используют в оптике для описания светового излучения в тех случаях, когда можно нрееебречь поляризац. эффектами. [c.565]

Реальные поляризов. пучки не обладают полной поляризацией. Частично Поляризованный пучок нейтронов (0 < Р < 1) содержит некогерентную примесь др. спинового состояния. НеполяризоБ. пучок нейтронов (Р = 0) можно рассматривать как состоящий из 2 полностью поляризованных пучков одинаковой интенсив-. Бости с противоположными знаками ноляриэацив, во независимых друг от друга (некогерентных). Спиновое состояние частично поляризованного пучка (смешанное спиновое состояние) описывается не волновой ф-циев (3), а спиновой (поляризац.) матрицей плотности [c.70]

Квантовая теория рассеяния. В квантовой теории упругое рассеяние и неупругие процессы описываются иатричныыи элементами 5-матрицы, или матрицы рассеяния (амплитудами процессов),— комплексными величинами, квадраты модуля к-рых пропорц. сечениям соответствующих процессов. Через матричные элементы 5-матрицы выражаются фпз. величины, непосредственно иэмеряе.иые на опыте сечение, поляризация частиц, симметрия, компоненты тензора корреляции поляризаций и т. д. С др. стороны, эти матричные элементы могут быть вычислены при определ, предположениях о виде взаимодействия. Сравнение результатов опыта с тео-ретпч. предсказаниями позволяет получить информацию о взаимодействии. [c.271]

Информацию о связи поляризаций и фаз падающей рассеянной волн даёт матрица рассеяния. Применяются два типа матриц одни связывают векторные величины-амплитуды падающей и рассеянной вола, другие связывают тензорные величины — Стокса параметри или элементы квантовых матриц плотности падающего в рассеянного полей. Первые матрицы применяются для описания когерентного рассеяния, вторые — при описании Р. с, частично когерентных световых потоков или потоков с меняющейся степенью когерентности. В случае изотропного Р. с. матрицы рассеяния зависят только от угла между кик — угла рассеяния 0. [c.278]

Матрица Джонса обхода резонатора в противоположном направлении М в общем случае отличается от М, и потому в одном и том же поперечном сечении резонатора поляризац. характеристики волн, распространяющихся в противоположных направлениях, а также их собств. частоты и потери веодсшаковы. Этот эффект в кольцевых резонаторах, содержащих невзаимные э,1ементы оптические, напр. оптич, элементы на основе Фарадея эффекта, может приводить к подавлению одной из встречных волн. [c.317]

Р. а. применяют в лазерных гироскопах для подавления одной из встречных волн для прецизионного измерения анизотропии оптич. элементов, для чего исследуемый элемент помещают в резонатор и по характеру собств. состояний поляризации резонатора судят об анизотропных свойствах элемента для управления энергетнч., поляризац. и частотными параметрами выходного излучения. В часгности, в Р. а. возможно осуществить селекцию продольных мод резонатора (см. Селекция мод). Для этого в линейный резонатор помещают поляризатор и двулучепреломляющую пластинку, гл. осп к-рой повёрнуты относительно осей поляризатора на угол ф. Модули собств, значений матрицы Джонса обхода такого резонатора равны [c.318]

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]

Сечение поглощения и вероятность испускания света примесным центром. Выражения для вероятностей вынужденных переходов в единицу времени с испусканием и поглощением кванта света были выведены в гл. 3 при переходе от бесконечномерной системы уравнений для матрицы плотности к оптическим уравнениям Блоха. Для такого перехода мы заменили эти вероятности, описываемые формулами (7.39), лоренцианом с полушириной 2/Т2. Подставим в формулы (7.39) явное выражение для квадрата частоты Раби = (47ra k/ft)(nk/V)d os at, где к — угол между дипольным моментом и вектором поляризации. Выразив с помощью формулы Пк/V — I/с число фотонов в единице объема через число фотонов I, приходящих на единичную площадку в единицу времени, мы можем выразить квадрат частоты Раби через интенсивность I падающего света [c.122]

Как указывалось в главе 4, при термической обработке аморфных сплавов типа металл — металлоид в исходной аморфной матрице последовательно возникает несколько метастабильных кристаллических фаз, после чего структура становится стабильно кристаллической. При термической обработке с кристаллизацией изменяется. также и коррозионное поведение аморфных сплавов, иллюстрацией чему может служить рис. 9.19 [24J. На рисунке показаны изменения вида потёнциодинамических кривых анодной поляризации в 1 н. водном растворе НС1 аморфного сплава Fe—ЮСг—13Р—7С в зависимости от продолжительности термической обработки при 430°С. Выше уже говорилось о том, что дан- [c.267]

Благодаря малым аберрациям в телескопах нормального падения при умеренных требованиях к разрешению могут использоваться даже одиночные сферические зеркала. В качестве примера рассмотрим схему мягкого рентгеновского канала телескопа Терек , предназначенного для исследований Солнца на станции Фобос [12] (рис. 5.30). Она включает четыре сферических зеркала с покрытием Мо—81 на области спектра 17,5 нм (одно длиннофокусное) и 30,4 нм (одно длиннофокусное, два короткофокусных). Диаметр зеркал равен 30 мм, фокусные расстояния — 810 и 160 мм. Внеосевой угол длиннофокусных зеркал равен 1,7°, при этом разрешение определяется размером ячейки детектора 50x75 мкм (ПЗС-матрица с люминофорным преобразователем и усилителем яркости на ЭОП) и составляет 12—18" в поле зрения 45x62. Для уменьшения внеосевого угла для короткофокусных зеркал до 3—4° используется пара плоских зеркал с таким же МСП, которые работают под углом 45°. Плоскости падения двух пар ортогональны, поэтому они выполняют также функцию анализаторов поляризации и.злучения. Разрешение в этом случае равно в среднем 1—2 в поле зрения 3,8 X 5,2°. Зеркала изготовлены из плавленого кварца методом глубокого [c.207]

Предполагается, что в выбранном температурном интервале подрешетка из внедренных атомов жесткая и учитывается лишь диполь-дипольное взаимодействие. Тогда совпадение вторых моментов с погрешностью не более 3% от абсолютной величины является критерием правильности выбранной модели структуры. Примером служит изучение структуры сегнето- и пьезоэлектрика Са [Вз04 (ОН)з]-НА в котором коллективное движение атомов водорода замедляется ниже точки Кюри, создавая упорядоченную структуру. Установление факта упорядочения и объяснение возникающей спонтанной поляризации стало возможным после проведенных расчетов для различных моделей коллективного движения, для каждой из которых с учетом матрицы вероятности вычислены вторые моменты линии ЯМР с точностью [c.195]

Дальнейгаее развитие метода последовательных приближений по кратности эассеяния для плоской геометрии с интегрированием но характеристикам и квадратурами на единичной сфере и создание комплекса программ АН (атмосфера плоская) [57-59] позволяет осуществлять численный расчет поляризационных характеристик излучения в неоднородных плоскостратифицированных слоях. Нри этом матрицы рассеяния частицами и матрицы отражения от подстилающей поверхности могут быть произвольными и состояния поляризации источников излучения (внеганего параллельного потока или диффузного источника на границе и внутри слоя) — любыми [60-62. [c.776]

Здесь Rap и Тар — элементы матриц отражения и прохождения и Г соответственно, т. е. элементы обобщенной матрицы рассеяния структуры. Индекс п соответствует номеру гармоники прошедшего поля, р — номеру падающей волны (1.26). Различия между поляризациями первичной волны несущественны для дальнейшего, поэтому здесь отсутствуют соответствующие идентификаторы. Очевидно, что при р = О кпй — о.п, Тпо = Ьп ъ -случае и Rno = А , Тпо — Вп в Я-случае. Каждой из плоских волн единичной амплитуды (1.26) соответствует вектор-столбец амплитуд пространственных гармоник прошедшего поля и вектор-столбец отраженного поля. Составим бесконечную матрицу Т = [Тпр]п. р=- из амплитуд пространственных гармоник прошедших полей и назовем ее обобщенной матрицей прохождения периодической структуры. С помощью матрицы Т легко получить пpouJeдшee поле, если па решетку падает суперпозиция волн вида (1.26). Пусть, например, амплитуды фурье-волн в этой суперпозиции обра. зуют вектор-столбец (Ср р= ,. Тогда вектор амплитуд прошедшего поля можно найти по формуле [c.23]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...