Хадсон

Ниже показано влияние атмосферы на относительную скорость атмосферной коррозии углеродистой стали (по Хадсону) [c.379]

Если используется формула Хадсона (см. п. 33), то это выражение нужно умножить на ряд по степеням ./ТУ, который при температурах ниже 0,2° К сходится очень медленно. [c.512]

В случае спрессованных порошков можно грубо оценить размер кристаллитов. Предполагая вероятность рассеяния на каждой границе, равной единице, мон -но оценить тепловое сопротивление, вызванное рассеянием границами кристаллитов. Кюрти, Роллин и Симон [31], а также ван-Дейк и Кеезом [32] нашли, что тенлопроводность спрессованного порошка жрлезоаммониевых квасцов составляет всего /j(, теплопроводности монокристалла [31], у которого средняя длина свободного пробега фононов равна всего только - 0,05 см. Размеры кристаллитов не приведены. Теплопроводность спрессованного порошка из той же соли была измерена также Хадсоном [35]. Кристаллиты имели размеры между 10 и 10 сж. Как указал Берман [5], средний свободный пробег фонона в этом случае составлял - 10" см, что согласуется с размерами кристаллитов. [c.253]

Описание лейденской аппаратуры для размагничивания дано в работах де-Клерка [31] (стр. 31), Стенланда [56], а также [57—59]. Описание оксфордской установки было дано Кюрти и Симоном [60] п Халлом [61]. Де-Клерк и Хадсон [62] недавно опубликовали подробную статью об установке Бюро стандартов США. Данные об установке в Беркли приведены в работах Джиока и его сотрудников [55, 63—66]. [c.445]

В свободном состоянии ион хрома находится в состоянии, однако вследствие полного замораживания орбитальных уровней (см. п. 30 и 4) его эффективным состоянием в квасцах является Четырехкратно вырожденный основной уровень под действием тригональной компоненты электрического ноля расш енляется на два крамерсовских дублета с расстоянием между ними kfj. Поскольку о имеет порядок 0,25° К (см. ниже), магнитный момент и энтропия при 1° К могут быть представлены функцией Бриллюэна с J=S = и g=2 [см. (29.1) и (29.2)]. Для магнитного момента этот вывод был подтвержден экспериментально [122, 123]. Хадсон [106], а также Даниэле и Кюрти [75] вычислили небольшую поправку к энтропии, обусловленную расщеплением. [c.469]

Некоторые из результатов Хадсона и де-Клерка приведены в табл. 1 п па фиг. 15. Отклонения при температурах ниже 0,1° К могут быть связаны с тем, что в этой области температур разложенпе в ряд Ван-Флека уже не является удовлетворительным методом учета магнитного взаимодействия. [c.471]

Значения б, приведенные различными авторами, находятся в прекрасном согласии де-Клерк и Хадсои дают значеш1е о=0,275° К, Хадсон и 1Иак-Лейн 0=0,270 и 0,267° К (для двух различных образцов), Гарднер п Кюрти [c.471]

Некоторые результаты исследования хромо-метиламмониевых квасцов (по де-Клерку и Хадсону) [c.472]

Воснриимчпвость в окрестности максимума измерялась Хадсоном и МакЛейном [127]. Их результаты приведены на фиг. 45. Были исследованы два сферических монокристалла, причем также были найдены различия в восприимчивости, составлявшие несколько процентов. (На фиг. 45 приведены данные только для одного образца.) Учитывая это обстоятельство, согласие между лейденскими и вашпнтгонскими измерениями следует считать неплохим. Хадсон и Мак-Лейн обнаружили, что на значения восприимчивости [c.523]

Ф п г. 46. Диаграмма энтропия—мнимая часть восприимчивости на переменном токе для сферического монокристалла хромо-метиламмониевых квасцов (по Хадсону и MaK-JIeimy). Экспериментальные точки соответствуют i—измерительному полю 0,30 эрстед, 2—измерительному полю 0,4э ирстед. [c.525]

В измерениях Амблера и Хадсона [136], выполненных на сферическом монокристалле, были получены несколько более высокие значения у я у вблизи максимума, чем в лейденских измерениях. Даниэле и Кюрти [75], [c.528]

Хадсон и Мак-Лейн [127] также проводили исследования в поперечных полях при наложении поля параллельно кубической оси. Эксперименты были выполнены на переменном токе частотой 210 щ. Полученные кривые восприимчивости были подобны приведенным на фиг. 69, однако высота максимума увеличивалась с понижением энтропии, причем в такой степени, что кривая на (у—/5 )-дпаграмме для 180 эрстед имела более высокий максимум, чем кривая для поля, равного нулю это противоречит лейденским результатам, приведенным на фиг. 70. Возможное объяснение состоит в том, что в образце Хадсона и Мак-Лейна дополнительная кривая с симметрией оси второго порядка оказалась направленной параллельно кубической осн. [c.546]

Кроме того, в экспериментах Хадсона и Мак-Лейна было найдено, что небольшое убывание восприимчивости, наблюдавшееся в малых полях (ниже 20 эрстед), не имеет места при самых низких значениях энтропии (ниже 6 = 0,48/ ). [c.546]

Амблер и Хадсон [244] произвели измерения в продольных полях, также используя баллистический метод измерительное поле составляло [c.546]

Амблер и Хадсон также вычислили кривые намагничивания на основе своих измерений в продольных полях и, пользуясь предположением об отсутствии анизотропии [т. е. применяя формулу (50.1)], сравнили полученные результаты с кривыми, рассчитанными на основании экспериментов Хадсона и Мак-Лейна в поперечных полях. В сильных нолях обнаружились значительные расхождения, однако в полях, меньших 100 эрстед, было получено удовлетворительное согласие. Отсюда был сделан вывод о том, что в слабых нолях анизотропия мала этот вывод находится в согласии с фор-моп кривой для поля напряженностью 42,5 эрстед на фиг. 73. [c.548]

Данные о магнитном моменте могут быть изображены на М—15 )-диа-грамме нанесением линий постоянного магнитного поля. Значения, полученные Амблером и Хадсоном, приведены на фиг. 77. Для полей, меньших 120 эрстед, кривые обнаруживают максимум геометрическое место точек расположения максимумов изображено пунктирной кривой. В области, заключенной внутри пунктирной кривой, величина дМ д8)н положительна, так что, согласно формуле (9.9), наложение магнитного поля приводит к уменьшению температуры. Вне этой области магнстокалорический эффект имеет обычный знак. Некоторые из лейденских данных об изменении температуры при наложении поля приведены на фиг. 78. [c.548]

Ф и г. 77. Диаграмма магнитный момент—энтропия для сферического монокристалла хромо-ме-тиламмониевых квасцов (по Амблеру и Хадсону). [c.549]

В области г парамагнитное насыщение при абсолютном нуле должно быть полным Х1 =0 при равном моменту при насыщении, деленному на Я. При самых низких температурах, достигнутых в этих экспериментах, магнитный момент в поле напряженностью 210 эрстед составлял около половины значения момента при насыщении ( было мало, а xi приблизительно пропорционально Я . Линии постоянного магнитного момента на (Л/—<5 )-диаграмме (см. фиг. 77) эквивалентны [согласно формуле (9.7)1 линиям постоянной энтропии, полученным Гарреттом (см. фиг. 40). Амблер и Хадсон предпочли использовать (М—<5 )-диаграмму, потому что ошибка л определении абсолютной температуры значительно больше, чем ошибка в значениях энтропии (см. п. 57). [c.550]

Геометрическое место максимумов на фиг. 77 было идентифицировано Амблером и Хадсоном с кривой критических полей (п. 55) и, следовательно, с границей между антиферромагнитной и парамагнитной областями. (Это же предположение было сделано ранее Гарреттом [35] для случая кобальт-аммо-ниевого сульфата см. п. 67.) Однако из вышеизложенного следует, что граница между обеими областями является геометрическим местом точек резкого падения значений в зависимости от Я (фиг. 74). Нет оснований предполагать, что эта граница совпадает с максимумами линий постоянного поля на фиг. 77. Фактически ири малых значениях энтропии она расположена намного выше пунктирной линии на фиг. 77. [c.550]

Первые эксперименты по распространению тепловых волн в жидком гелии ( второй звук ) при температурах ниже 1° К былп выполнены Пелла-мом и Скоттом [266], а также Аткинсом и Осборном [267]. Хотя в обоих экспериментах теплоизоляция была очень плохой и хорошего равновесия между гелием и солью не достигалось, однако было показано, что скорость второго звука ниже 1° К быстро возрастает и что импульсы второго звука при этих температурах значительно размываются. Выполненные позже эксперименты де-Клерка, Хадсона и Пеллама [268] п Крамерса, ван-Пески, Вибса, ван-ден-Бурга и Гортера[269] показали, что теоретическое предельное значение скорости второго звука ири абсолютном нуле, найденное Ландау и равное [c.570]

В обоих экспериментах излучатель и приемник состояли из пленочных угольных сопротивлений. Де-Клерк, Хадсон и Пеллам иснользовали прямоугольные импульсы с несущей частотой 22,5 кгц. Ежесекундно генерировалось 88 импульсов длительностью 80—100 мксек каждый. С целью уменьшения подвода тепла Крамере и др. пользовались одиночными импульсами длительностью 20 мксек. Приемник в обоих случаях был присоединен к осциллографу. На экране наблюдались одновременно и передаваемый, и принимаемый импульсы. Скорость второго звука могла быть определена по сдвигу этих импульсов во времени. Картина регистрировалась фотографически. [c.570]

Де-Клерк, Хадсон и Пеллам нашли, что при температурах выше 0,5° К скорость второго звука стремится к постоянному значению, равному vjY3. Однако при более низких температурах она вновь возрастает (см. фиг. 101). Принимаемый имиульс вблизи 1° К очень узок. В области между 0,8 и 0,5° К он размывается, однако при температурах ниже 0,5° К ширина его снова мало меняется с температурой. Для импульсов очень малой энергии размытие меньше, чем в случае импульсов большой энергии. [c.570]

Мейпер и Херлин [270] выполнили измерения скорости второго звука в жидком гелии, находящемся под давлением. Их прибор мало отличался от прибора де-Клерка, Хадсона и Пеллама результаты также не очень сильно отличались от данных, полученных ири нормальном давлении. Время отогрева носле размагничивания состав.ляло всего лишь 3—4 мин. Было найдено, что увеличение давления приводит к уменьшению скорости второго звука при более высоких температурах, но к возрастанию ее при более низких температурах. Последнее связано с тем фактом, что число фононов при постоянной температуре убывает с повышением давления. [c.571]

Хотя обнаруженные Пелламом н Скоттом рост скорости и.,, казалось, подтверждал теорию Ландау, уже наблюдения Аткинса и Осборна при самых низких температурах дали значение и , слегка превышающее предсказанную Ландау величину Bi/ /3. Это расхождение еще более увеличилось после работы де-Клерка, Хадсона и Пеллама, показавшей, что предсказанная Ландау величина отличается от найденной ими величины по меньшей мере на 40 о. Ряд авторов пришел, однако, к выводу, что причина такого расхождения обусловлена, по-видимому, но недостатками теории Ландау, а тем, что измерения ниже 1° К могут вовсе не соответствовать истинной скорости второго звука. В качестве возможной причины завышения измеряемых во- [c.852]

Весь этот вопрос в целом недавно исследовал Крамере и др. [131] в Лейдене. Изучалось прохождение тепловых импульсов в трубках различных размеров, причем при наинизшей температуре также было получено большое значение Нд около 200 м1сек. Oбп ий вид температурной зависимости скорости второго звука оказался аналогичным полученному де-Клерком, Хадсоном и Пелламом. Авторы сочли удобным обсуждать наблюдавшиеся явления в трех темнературвых интервалах ниже 0,5° К, от 0,5 до 0,7° К и выше 0,7° К. Это деление соответствует двум областям довольно плавного изменения скорости и области резкого ее возрастания, заключенной между ними. Крамере обнаружил, что форма приходящего импульса заметно меняется при поиижеиип температуры, причем три выбранных интервала температур примерно соответствуют трем различным типам импульсов, показанных на фиг. 73. [c.853]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...