Сдвиги фаз при низких энергиях

Анализ поведения фазовых сдвигов при низких энергиях [c.286]

Уточнение характера поведения фазовых сдвигов при низких энергиях. [c.290]

I знаменатель дроби (11.51) обращается в нуль. Тогда соответствующий фазовый сдвиг проходит через (по модулю я) и сечение становится максимальным. Необходимым условием для этого является, очевидно (при низких энергиях), следующее [c.292]

Если интенсивность потенциала такова, что функция KoR) имеет значение, близкое к одному из своих нулей, то при низких энергиях tg бо принимает бесконечное значение, но в нуль не обращается. Следовательно, при уменьшении энергии Е фазовый сдвиг сначала возрастает, проходя через /гЯ (необязательно при низкой энергии), потом несколько ниже значения я он достигает максимума, а затем резко уменьшается до нуля, еще раз проходя через значение / гЯ. С увеличением потенциала пик сдвигается влево и возрастает по величине. При такой интенсивности потенциала, когда имеет место точное равенство [c.292]

Резонансы. Если интенсивность потенциала такова, что ее почти достаточно для образования нового связанного состояния с угловым моментом /, то в противоположность случаю s-волны парциальное сечение для I >0 при низких энергиях будет достигать своего предела, определяемого условием унитарности. Так как в такой ситуации все другие парциальные сечения малы, то будет наблюдаться очень интересное явление. В узкой энергетической области, включающей значение энергии, при которой фазовый сдвиг проходит через резко возрастая при этом, сечение рассеяния будет большим, причем его угловая зависимость будет в основном [c.293]

Исходя из (15.116), доказать, что в нейтрон-протонном случае при четности (—l)J+i поведение собственных фазовых сдвигов при низкой энергии должно определяться асимптотическими выражениями [c.437]

Второй метод отыскания фазы амплитуды рассеяния состоит в следующем. Рассмотрение начинают с достаточно низких энергий, при которых не только имеется изотропия сечения, т. е. вклад в сечение дает лишь s-волна, но, кроме того, сдвиг фазы при I — О еще остается линейной функцией импульса. Поскольку при этом, согласно (И.И), амплитуда s-волны связана со сдвигом фаз соотношением [c.558]

Функция 0 у- (А,) монотонно зависит от Это следует как из аналогии с теорией возбуждений в одномерной непрерывной среде, так и из различных теорем для разностных уравнений. Следовательно, начиная с состояния с самой низкой энергией или частотой, мы можем рассматривать величину ки как к-Ш уровень спектра. Можно также определить фазовый сдвиг т) (0, ) так, чтобы функция 0 (А,) монотонно возрастала при увеличении I вдоль цепочки. Тогда для заданного значения К амплитуду И в каждой последовательной ячейке можно рассматривать как локальное значение интенсивности некоторой непрерывно меняющейся волны и (х, Х), проходящей через нуль всякий раз, когда угол 0/ ( ) кратен 2л. Такая наглядная картинка (рис. 8.3) подсказывает, что в стацио- [c.346]

Энергия когерентной границы двойников дв=0,5х Х д.у, поэтому склонность к двойникованию с уменьшением энергии дефекта упаковки увеличивается. Так, в г. ц. к. кристаллах алюминия деформационные двойники не наблюдаются, а в кристаллах меди, деформированных при 4 К и высоких напряжениях в серебре, золоте и никеле, они обнаружены для меди напряжения сдвига составляют 150, а для никеля 3 МПа. Указанные напряжения достигают при низких температурах или при больших скоростях деформации. [c.137]

Реальные материалы разрушаются при значительно более низких напряжениях, чем теоретическая прочность на отрыв или на сдвиг. Это снижение прочности материалов обусловлено наличием в реальных телах различного рода дефектов, в том числе и трещин, концентрация напряжений в вершинах которых превосходит теоретическую прочность. Предположение о наличии таких дефектов впервые было сделано Гри итсом [376]. Рассматривая общее изменение энергии тела с увеличением длины трещины, Гриффитс показал, что трещина начинает катастрофически расти при напряжениях, превышающих [c.188]

Наклепанное состояние металла неустойчиво — в нем самопроизвольно происходит снятие искажений структуры, вызванных наклепом. Этот обратный процесс называется отдыхом или возвратом металла. При комнатной температуре отдых происходит очень медленно он значительно ускоряется при нагреве (для углеродистой стали до 200 — 400°С). Вследствие этого часто отдыхом называют снятие искажений в наклепанном металле именно при нагреве до определенной для каждого металла температуры и выдержке при ней. В таком случае отдых можно рассматривать как разновидность термической обработки. В металлах с низкой температурой плавления (свинец, олово) отдых про-исходит при комнатной температуре. При отдыхе не происходит заметного изменения структуры металла, но свойства металла, изменяясь, приближаются к тем, которые были до деформации, — уменьшается прочность и твердость и повышается пластичность. Снятие искажений в металле при отдыхе происходит за счет пластических сдвигов внутри кристаллитов и отчасти за счет диффузии и сопровождается небольшим выделением тепла, в которое переходит энергия, освобождаемая при снятии искажений. С течением времени интенсивность протекания отдыха, при неизменной температуре, падает. Эта интенсивность тем больше, чем выше температура отдыха. Полного устранения искажений в структуре, внесенных в металл наклепом, при отдыхе не происходит. [c.271]

Для того чтобы детальнее разобраться с демпфирующими устройствами указанного типа, рассмотрим два крайних случая демпфирующих характеристик среднего слоя (рис. 6.16). При низких температурах, когда материал находится в области, соответствующей стекловидному состоянию материалов, как конструкция, так и подкрепляющий слой будут жестко соединяться друг с другом. Здесь при циклических изгибах конструкции в среднем слое возникают небольшие деформации поперечного сдвига, поэтому также мала и поглощаемая энергия. С другой стороны, при высоких температурах, когда вязкоупругий [c.292]

В работе [174] исследовались энергетические спектры автоэлектронов и вольт-амперные характеристики автокатода из углеродного волокна. Исследования проводились в диапазоне токов катода от 5 нА до 50 нА, что соответствовало увеличению анодного напряжения от 950 В до 1100 В. При минимальном значении тока была измерена A q,5 = эВ. При токе около 20 нА в спектре появлялся второй, высокоэнергетический максимум, который с ростом тока катода возрастал и при максимальном значении тока даже превосходил по величине основной максимум. При этом расстояние между максимумами оставалось приблизительно постоянным — около 0,3 эВ. Одновременно ширина энергетического спектра на полувы-соте возрастала от 0,24 эВ до 0,5 эВ. Кроме того, энергетический спектр эмиттированных электронов смещался относительно уровня Ферми основного материала катода в сторону более низких энергий, и величина смещения зависела от приложенного к вакуумному промежутку напряжения. При возрастании полного тока от 0,1 нА до 100 нА сдвиг спектра от E , составлял 0,3—0,6 эВ. Вертикальное и горизонтальное смещение эмиттера в пределах 50 мкм изменяло полную величину электронного сигнала, но не искажало формы и положения энергетического спектра относительно р основного материала. Вольт-амперная характеристика в диапазоне токов 5—50 нА была прямолинейна. Была зарегистрирована фоточувствительность тока автокатода с нижним порогом чувствительности 470 нм, наблюдалось электролюминесцентное свечение острия катода. [c.113]

ЛСЭ используют ускорители электронных пучков высокой энергии ( > 10 МэВ), но небольших токов (/- 1—10 А). При этих условиях, как уже упоминалось выше, излучение света можно рассматривать как комптоновское рассеяние виртуальных квантов магнитного поля на отдельных электронах (комптонов-ский режим ЛСЭ). Были запущены также ЛСЭ, использующие электронные пучки низкой энергии Е = 1—2 МэВ) со значительно большими токами (/ 10—20 кА). В этом случае элек-трон-электронное взаимодействие становится столь сильным, что в электронном пучке во время взаимодействия с электромагнитной волной в ондуляторе возбуждаются коллективные колебательные движения (плазменные волны). Излучение теперь возникает вследствие рассеяния виртуальных квантов магнитного поля на этих коллективных движениях, а не на отдельных электронах. При этом частота излучения уже не дается выражением (6.58), а в действительности сдвигается в низкочастотную область на величину, определяемую этим коллективным движением. Это явление аналогично комбинационному (рамановско-му) рассеянию света на молекулярных колебаниях поэтому соответствующий лазер называется ЛСЭ в рамановском режиме. Вследствие более низкой энергии электронов, участвующих в работе лазера, все эти лазеры генерируют в миллиметровом диапазоне. [c.433]

На рис. 10.7 показан ЭСХА-спектр поверхности чистого (вверху) и окисленного (внизу) олова. Линии в спектре окисленного олова расщеплены. Линии оксида смещены на 1,4 эВ (химический сдвиг) в сторону более низких энергий. Отношение высот (или площадей) линий окисленного и чистого олова служит [c.122]

Иначе обстоит дело в методе Ха, где теорема Купменса заменяется концепцией энергии переходного состояния . Мессмер и др. [732] показали, что по сравнению с нерелаксированными орбиталями вычисления, использующие энергию переходного состояния, приводят к сдвигу всех орбиталей на почти постоянную величину в сторону низких энергий. Однако они не дали никаких оценок этого эффекта. Между тем было установлено, что ионизационный потенциал численно меньше взятой с отрицательным знаком энергии этих орбиталей, вычисленной методом Ха, на некоторую добавку, имеющую разную величину для d- и s-орбиталей (см. [424]). Пренебрежение такими добавками искусственно поднимает с -орбитали (понижает их IP) относительно s-орбиталей. [c.257]

Н" + ОН ДЛЯ свободных молекул протекает в области вакуумного ультрафиолета Им 7-10 эВ). Как видно из рис.8.12, заметное выделение одного из компонентов разложения (Нг) при диссоциации воды, адсорбированной на поверхности 51, начинается с Ау = 1,5 эВ. Источниками водорода являются молекулы (НгО) . При их замене на (ОгО) . кривая спектральной зависимости квантового выхода дейтерия смещается в область более низких энергий квантов, т.е. наблюдается изотопный эффект. Сдвиг зависимостей квантового выхода г Ь ) для Н2 и 02, близок к разнице энергий колебательных мод О—Н и 0-0 в соответствующих ЯД центрах (=0,1 эВ). Эти результаты хорошо согласуются с уже рассмотренными в п. 8.2.1 изотопными эффектами при релаксации заряда в медленных АПЭС (рис. 8.10) и в поверхностной рекомбинации. [c.263]

В работе [919] приведены некоторые численные значения фазовых сдвигов при низкой энергии и дано сравнение различных приближений для экспоненциального, гауссовского и юкавского потенциалов. [c.407]

Физически ясно, что при очень низких энергиях частицы не подходят друг к другу настолько близко, чтобы четко проявилось поведение потенциала во внутренней области. Математически это обстоятельство находит отражение в очень сильной чувствительности результатов к экспериментальной информации, т. е. в необходимости практически недостижимой точности. Другими словами, в принципе для определения потенциала могут служить даже низкоэнергетические фазовые сдвиги. Однако при этом s-волна является настолько преобладаюш,ей, что фазовые сдвиги для других угловых моментов измерить просто невозможно. В то же время потенциал очень чувствителен к значениям последних фазовых сдвигов, даже если они малы. Соответственно практически необходимо работать при такой энергии, при которой в процессе реально участвуют все те фазовые сдвиги, которые могут принимать в какой-либо области достаточно большие значения. [c.569]

Р-центры, однако, прекрасно иллюстрируют детали электрон-решеточного взаимодействия, столь важные для физики твердого тела, что нам следует их обсудить. Хотя поглошение Р-центрами происходит при частотах около 2 эВ, частота последующего излучения отвечает уже татько 1 эВ. Переизлучение при более низкой энергии называется флюоресценцией, а сдвиг частоты — стоксовским [c.373]

Зремя жизни нейтрона с энергией В по отношению к утечке из системы приближенно описывается выражением vD ( ) j-i Ддя газообразных и жидких замедлителей величина vD (Е) возрастает с энергией нейтрона в тепловой области, так что нейтроны более высоких энергий утекают (или диффундируют) из системы быстрее, чем нейтроны меньших энергий. Результирующий эффект такой преимущественной утечки нейтронов более высоких энергий состоит в сдвиге спектра нейтронов в область более низких энергий по сравнению с максвелловским распределением прп температуре замедлителя. Если бы сдвинутый спектр можно было характеризовать температурой нейтронов [112], то она была бы ниже, чем температура замедлителя. Это объясняет происхождение термина диффузионное охлаждение. В соответствии с уравнениями [c.301]

Из сказанного выше можно сделать вывод, что повышение температуры всегда приводит к увеличению скорости релаксации и к длинноволновому сдвигу спектров испускания. При изучении биологических макромолекул температурный диапазон ограничен нестабильностью этих молекул при высоких температурах. Внутри этого диапазона при повышении температуры можно ожи-. дать сдвига спектров испускания в сторону ббльших длин волн. Однако, когда работу ведут в широком температурном диапазоне, увеличение температуры растворителя не всегда приводит к длинноволновому испусканию. При высокой температуре тепловое движение может препятствовать полному упорядочению диполей растворителя вокруг флуорофора в возбужденном состоянии, что проявляется в уменьшении диэлектрической постоянной растворителя [10]. Такой высокотемпературный коротковолновый сдвиг спектров 2-АА в глицерине при 234 °С показан на рис. 8.3, б. При более высокой температуре вместо смещения спектра в сторону низких энергий происходит частичное смещение в обратную сторону. Высокотемпературные коротковолновые сдвиги отмечены также для производных фталимида [ П] и для 6-пропионил-2(ди-метиламино)нафталина [ 12]. В общем случае наиболее заметные длинноволновые сдвиги наблюдаются при температурах, когда растворитель еще достаточно текучий для того, чтобы переориентация закончилась до процесса испускания флуоресценции, но когда тепловая энергия еще не столь велика, чтобы нарушить эту ориентацию. [c.228]

Следует подчеркнуть, что вычисление коэффициента усиления g(E) представляет собой просто вычисление коэффициента поглощения а(Е) как функции энергии фотона Е. При высоком уровне накачки и энергиях фотонов, меньших чем расстояние между квазиуровнями Ферми, а(Е) становится отрицательным. Этот диапазон энергий с отрицательным коэффициентом поглощения а(Е) является спектральным диапазоном усиления, т. е. g E) = —а(Е). Сравнение в 7 этой главы экспериментальных и вычисленных значений а Е) показывает, насколько хоро- шо численная оценка ( ), полученная с использованием мат- , ричного элемента Стерна 11], согласуется с экспериментом, j Из этого расчета следует, что с ростом уровня накачки коэффи- циент усиления насыщается в области низких энергий и eTO j максимум сдвигается в сторону высоких энергий [c.134]

Фононы. Когда было выяснено, что гелий даже при абсолютном нуле будет оставаться в жидком состоянии, рядом авторов стал обсуждаться вопрос о тепловых возбуждениях в этой жидкости вблизи абсолютного нуля. Обычно допускается, что, хотя вместе с продольными волнами могут также существовать и волны сдвига, только волны перного типа возбуждаются при самых низких температурах. Нами уже рассказывалось о различных попытках экспериментального определения вклада 4)ононов в тепловую энергию жидкого гелия. Этот вклад можно опенить по теории Дебая по известной скорости первого звука или сжимаемости гелия. На основании этой теории имеем для энергии [c.877]

Итак, с момента возникновения усталостной трещины в металле при достижении порогового коэффициента интенсивности напряжения (КИН) Kth формирование свободной поверхности при подрастании трещины определяется процессом мезотуннелирования, для которого характерно чередование интенсивности затрат энергии между областями, формирующими туннели, и областями, являющимися перемычками между ними. При низком уровне интенсивности напряженного состояния расстояние между мезотуннелями велико, что приводит к эффекту движения трещины в каждом туннеле путем разрушения материала при нормальном раскрытии трещины в направлении перпендикулярном магистральному направлению роста трещины. Фронт трещины раздроблен, доминирующим механизмом разрушения является скольжение при небольшом участии ротационных мод деформации и разрушения, обеспечивающих завершение процесса отсоединения областей металла по поверхностям реализованного сдвига. [c.182]

Вибропоглощающие покрытия подразделяются на жесткие и мягкие покрытия. К жестким покрытиям относятся твердые пластмассы (часто с наполнителями) с динамическими модулями упругости, равными 10 —10 Действие этих вибропоглощающих покрытий обусловлено их деформациями в направлении, параллельном рабочей поверхности, на которую оно наносится. Ввиду их относительно большой жесткости они вызывают сдвиг нейтральной оси вибрирующего элемента машины при колебаниях изгиба. Действие подобных покрытий проявляется главным образом на низких и средних звуковых частотах. На вибропоглощение, в данном случае, кроме внутренних потерь, большое влияние оказывает жесткость или упругость материала. Чем больше упругость (жесткость), тем выше потери колебательной энергии. Покрытия такого типа могут быть выполнены в виде однослойных, двухслойных и многослойных конструкций. Последние более эффективны, чем однослойные. Иногда твердые вибропоглощаю-щие материалы применяют в виде комплексных систем (компаундов), состоящих из полимеров, пластификаторов, наполнителей. Каждый компонент придает поглощающему слою определенные свойства. [c.129]

При наличии мягких покрытий вибропоглощающий слой почти не вызывает сдвига нейтральной оси пластины при изгибных колебаниях. Поглощение энергии происходит в основном за счет деформации вибропоглощающего слоя. Так как модуль упругости мягкого покрытия мал, то длина упругой волны в покрытии также мала и уже на относительно низких звуковых частотах (порядка нескольких сот герц) соизмерима с толщиной покрытия. Вследствие этого имеют место интенсивные колебания по толщине вибропоглощающего слоя, нормальные к его поверхности. Потенциальная энергия деформации этого слоя мала по сравнению с потенциальной энергией в металле, но коэффициент потерь покрытия для применяемых материалов относительно велик (т = 0,5), поэтому коэффициент внутренних потерь пластины с покрытием может достигнуть десятых долей единицы. Максимумы поглощения колебательной энергии будут наблюдаться на частотах, где по толщине вибропоглощающего слоя укладывается несколько полуволн, поэтому полоса частот вибропоглощепия достаточно широка. Уровень уменьшения шума в случае мягких вибропоглощающих покрытий можно рассчитывать при помощи выражения (193). [c.130]

Композиты, армированные необработанными графитовыми волокнами, имели низкую прочность на сдвиг. Судя по прочностным характеристикам этих материалов при комнаткой температуре, поверхность раздела в них, очевидно, не сразу подвергается разрушающему действию воды в процессе кипячёния. Обработка поверхности графитовых волокон способствует повышению сдвиговой прочности композита, которая уменьшается при комнатной температуре после кипячения в воде в течение 2 ч (разд. III). Это указывает на то, что поверхностная энергия волокна после его обработки возрастает. [c.265]

Смотреть страницы где упоминается термин Сдвиги фаз при низких энергиях : [c.81] [c.114] [c.29] [c.140] [c.143] [c.189] [c.154] [c.183] [c.291] [c.320] [c.300] [c.108] [c.233] [c.402] [c.191] [c.393] [c.138] [c.59] [c.117] [c.52] [c.179] [c.207]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...