Практическая ширина резонанса

Практическая ширина резонанса 338 Приближение мгновенного скачка 381—383 Приведенная постоянная Планка 8 [c.482]

Соотношений (1.49) и (1.50) достаточно для определения декремента и спектральной ширины резонанса во всех практически важных случаях. В большинстве случаев влияние потерь па поперечную [c.32]

До Сих нор не было сделано никаких предположений об относительной величине Но и Н1. Практически Н1 часто оказывается гораздо меньше Яо. Тогда из (11.6) и (11.7) видно, что и, следовательно, а остаются-очень малыми до тех пор, пока разность I — о [ не станет сравнимой с I 1 . Это и есть явление резонанса. Вращающееся поле Ни малое по сравнению с постоянным полем Яр, может заметно переориентировать-магнитный момент только в том случае, если его частота вращения о близка к ларморовской частоте Шо Ширина резонанса, т. е, значение разности I ю— Шо I при уменьшении которой эффект становится заметным, имеет порядок Ш1. [c.25]

Эта функция Доплера подробно изучена, и опубликованы ее табулированные значения [20]. Кроме того, для быстрого определения функции (С, У) имеется несколько программ на ЭВМ [21 ]. Величина Л, названная доплеровской шириной, представляет собой меру ширины резонанса, учитывающую тепловое движение ядер. Необходимо отметить, что Л и, следовательно, описывают влияние температуры на форму резонанса. Хотя при выводе уравнения (8.23) были сделаны некоторые приближения, оно оказывается достаточно точным для большинства представляющих практический интерес случаев [22]. [c.320]

Для резонансов с доплеровским уширением Гр в принципе является функцией температуры. Однако, как отмечалось ранее, в большинстве наиболее важных случаев практическая ширина определяется крыльями резонанса, где доплеровское уширение не влияет на форму линии. Следовательно, Гр по существу не зависит от температуры и равна величине, определенной уравнением (8.52). [c.338]

В гл. IV, 7, п. 9 мы говорили о том, что рассчитать полную и парциальные ширины какого-либо резонанса практически невозможно, поскольку очень сложной является структура соответствующего резонансу уровня. Аналоговые [c.198]

Остановимся вначале на данных табл. 10. Для первой собственной формы имеем практически равномерное распределение энергии по объему тела. Для третьей формы наблюдается некоторая неравномерность в распределении, однако она не регулярна и не очень ярко выражена. В определенной мере это связано с тем, что разбиение на полосы не согласовано с особенностями конкретной формы колебаний. Такая же закономерность наблюдается и для пятой собственной формы. В целом можно сказать, что для третьей и пятой собственных форм энергия в определенном смысле поровну распределена между отдельными частями тела Иное положение наблюдается для четвертой собственной частоты, соответствующей краевому резонансу. Здесь из всего количества запасенной энергии более 60% ее сосредоточено в узкой полосе шириной 0,6/г у обоих торцов прямоугольника. [c.190]

Представленная на рис. 29 решетка при ф + 2г1) < 90° принадлежит к первой группе, и, таким образом, прошедшая сквозь решетку энергия в среднем возрастает с увеличением х. При целочисленных значениях х зависимости имеют изломы, обусловленные резонансами в точках появления новых распространяющихся волн. Вследствие того, что ширина лент при б = 0,05 0,25 невелика, значительная часть энергии проходит сквозь решетку еще до появления первой распространяющейся волноводной волны в щелях, а в самих точках появления волноводных волн поведение кривых практически не изменяется. [c.77]

Острота полос. Характеристикой формы оптического резонанса является острота полос F, определяемая с помощью выражения (2.15). При повышении температуры пластинки острота полос уменьшается, т. е. интерферограмма становится более симметричной относительно средней линии. Например, в пластинке кремния при в = 300 К поглощение линии 1,15 мкм незначительно (а Ri 1 см ) и Rq = 0,31, поэтому наблюдаются узкие минимумы и широкие максимумы отражения (F = 3,25). При увеличении температуры до 0 5504-600 К (а 304-45 см ) различие между шириной максимумов и минимумов практически отсутствует [F г 2). Это соответствует переходу от многолучевой к двухлучевой интерференции. [c.146]

Практически во всех случаях, помимо двух (ионизация атомов Zn и d) измеренные зависимости выхода ионов от интенсивности излучения не описываются соотношением 7V( +) Р, соответствующим прямому процессу ионизации. Это означает, что существенную роль играют промежуточные резонансы (это — типичная ситуация для экспериментов, в которых для ионизации используется излучение с фиксированной частотой и большой шириной спектра). [c.138]

Метод оптической накачки для газовых лазеров менее эффективен, чем для твердотельных. Во-первых, это связано с тем, что ширина полос поглощения у газов при рабочих давлениях в лазере определяется главным образом (Ян 300 нм) доплеровским уширением и поэтому полосы весьма узки, в отличие от широких полос в твердотельных лазерах. Поэтому попасть в резонанс труднее. Во-вторых, этим методом можно возбуждать только уровни, имеющие четность, противоположную четности основного состояния, поскольку для эффективного оптического возбуждения необходимо, чтобы между основным и возбужденным состояниями был разрешен дипольный переход. Лазерный переход также является дипольно разрешенным, поэтому нижний уровень рабочего (лазерного) перехода должен быстро обедняться за счет безызлучательных переходов в основное состояние. Такая ситуация редко реализуется в газах. И третье неудобство заключается в том, что, как правило, резонансные линии большинства газов находятся в вакуумном ультрафиолете, а в этой области, как известно, практически отсутствуют материа- [c.101]

Релеевское и комбинационное рассеяние света обычно исследуется при использовании интенсивного монохроматического излучения с частотой, расположенной в области прозрачности кристалла. В этих условиях спектр рассеяния находится в области, далёкой от спектра люминесценции, и легко выделяется. Интенсивность рассеяния очень мала. Однако по мере приближения возбуждающей частоты к резонансу интенсивность рассеяния сильно возрастает. В резонансе релеевское и комбинационное рассеяния практически неотличимы (если не учитывать, что поглощение и испускание фотонов разделены между собой промежуточными процессами). Природа релеевского резонансного излучения с возбуждённого уровня, имеющего ширину 7, зависит от спектрального состава облучающего света. Если система облучается светом с непрерывным спектром в области 7, то имеет место резонансная люминесценция, т. е. происходит два независимых процесса поглощение и последующее испускание света со спектральным распределением, обусловленным шириной уровня квантовой системы 7. Если же система облучается монохроматическим светом шириной 70 <С 7, то испускаемая линия имеет ту же ширину 70 и форму, что и первичная. При этом поглощение и излучение представляют собой однофотонный когерентный процесс. Квантовая система помнит , какой фотон она поглотила. В этих условиях энергия квантовой системы в момент взаимодействия со светом не имеет определённого значения. Таким образом, при резонансной флуоресценции нельзя сказать, в каком состоянии, основном или возбуждённом, находится молекула. Как только квантовое состояние молекулы сделается определённым, например, при измерении в течение времени, малого по сравнению со временем жизни 1/7, излучаемая энергия, из-за короткого времени измерения (меньше 1/7), будет обладать шириной, не меньшей, чем естественная ширина 7. Итак, когда молекула в процессе поглощения и излучения находится в возбуждённом состоянии, оба процесса делаются независимыми и испускаемое излучение имеет естественную ширину. [c.19]

Измерения намагниченности, проведенные методом Фарадея (см. таблицу), показали, что величина плавно снижается с ростом концентрации Сверхвысокочастотные свойства кристаллов исследовались на сферах диаметром 1,4—1,6 мм при частоте 9260 мгц. Ширина кривой ферромагнитного резонанса практически не зависит от величины замещения и составляет примерно 1 э для всех исследованных кристаллов. [c.203]

Исследованы магнитные, резонансные, оптические и магнитооптические свойства кальций-висмут-ванадиевых гранатов, легированных ионами скандия. Установлено, что при введении в феррит граната до 0,14 мол. % ионов скандия намагниченность насыщения снижается примерно в 2 раза, а ширина полосы ферромагнитного резонанса практически не изменяется. Изучение оптических спектров кальций-ванадиевого граната позволило установить особенности поглощения в области Л=0,9 мк.и. Определены условия существования цилиндрических магнитных доменов в исследуемых гранатах. [c.232]

Шум при работе В. Никаких общих методов, гарантирующих бесшумную работу В., указать нельзя. Влияние акустики помещения, где работает В., влияние резонанса могут оказаться настолько сильными, что один и тот же В. мошет в одном месте работать практически бесшумно, а в другом издавать сильный шум. Тем не менее практика выработала ряд мер, применение к-рых приводит в большинстве случаев к работе с весьма незначительным шумом. Для того чтобы установка работала бесшумно, скорости воздуха и внутри В. и в линии д. б. невелики. Поэтому там, где особенно существенно иметь бесшумную установку, следует устанавливать большие В., заставляя их работать с малой нагрузкой. Для достижения бесшумной работы осевого В. следует работать на небольших окружных скоростях, создавая напор за счет ширины лопастей, увеличения их числа и в случае необходимости — за счет их последовательного включения. Профилированные лопасти, имеющие лучшие условия обтекания, создают при прочих равных условиях меньшие местные скорости поэтому с точки зрения бесшумности им д. б. дано предпочтение ио сравнению с профилями ив листового материала. У центробежных В. лопатки, загнутые назад, работают при всех прочих равных условиях с меньшими скоростями протекания воздуха в кожухе, чем лопатки, загнутые вперед. Поэтому в центробежных В. для бесшумной работы следует устанавливать большое количество лопаток, загнутых назад. Кроме этих положений для бесшумной работы В. следует тщательно сбалансировать рабочее колесо делать переднюю и заднюю боковины В. возможно более жесткими во избежание вибраций между В. и полом здания (фундаментом) проложить изоляционную прокладку (пробка, войлок, асбест) между В. и воздухопроводной линией вставлять мягкий (холщевый, резиновый и т. д.) участок во избежание передачи вибрации в линию. Опыт показывает, что при слишком малой ширине зазора у языка г (фиг. 5) спирального кожуха В. возникает при малых расходах сильный шум во избежание его ширину зазора следует делать побольше. [c.252]

Истинное физическое резонансное явление обусловлено захватом падающих частиц рассеивателем аналогично классическому случаю закручивания (см. гл. 5, 4). Его квантовомеханическое объяснение основано на том, что при определенных длинах волн в области мишени могут возникать почти стоячие волны, так что резонанс тесно связан со случаем, возникающим в теории электромагнетизма и обсуждавшимся в гл. 3, 3, п. 1. То обстоятельство, что падающие частицы почти полностью захватываются, указывает не существенную роль, которую играет в рассматриваемом явлении запаздывание их появления в качестве рассеянных частиц. Несмотря на то что в эксперименте обычно наблюдается только пик, для явления в целом время запаздывания столь же существенно, как и большая величина сечения. По причинам практического порядка в соответствующих экспериментах время появления рассеянных частиц обычно не измеряется и часто считается, что наличие любого резкого максимума в сечении служит на самом деле доказательством существования резонанса. Но это предположение оправдывается только в том случае, когда пик имеет ширину, меньшую той, которую было бы разумно ожидать на основе принципа причинности при уменьшении фазы. В последнем случае ширина пика равна приблизительно размерам энергетической области, в которой фазовый сдвиг изменяется на л поэтому [c.294]

Если начальное значение поля Н при прохождении через резонанс много больше резонансной величины, когда эффективное поле практически параллельно Но, а конечное значение поля значительно ниже резонансного, то магнитный момент М, вначале параллельный Но, будет непрерывно оставаться параллельным Н и, следовательно, в конце концов станет антипараллельным Но. При прохождении через резонанс появится поперечная намагниченность, равная начал ьной величине Мо-Если имеется распределение ларморовских частот, то магнитный момент образца также может быть обраш ен при адиабатическом прохождении, ибо условие (11.48) не зависит от ширины б функции формы этого распределения. Одна о максимальное значение поперечной намагниченности в течение прохождения резонанса уменьшается примерно в отношении со1/б,если б > I (О1 . Изменение теории адиабатического прохождения, вызванное наличием релаксации, и практические применения этого метода будут рассмотрены позже. [c.39]

Энергетический интервал 2 Е — 1, на котором поток нейтронов возмущается до величины, равной половине асимптотического значения (или меньше), называется практической шириной резонанса и обозначается Гр. Для представляющих интерес случаев Оо > + адотенц следовательно, практическую ширину можно определить в виде [c.338]

Таким образом, для решеток волноводного типа угол полного прохождения ф =ar os 4- 02S2 4--..) имеет универсальный характер — он существует при произвольных отношениях ширин щелей к периоду, практически не зависит от глубины решетки и в длинноволновой области —от частоты. Последние две особенности принципиально отличают это явление от описанных в следующем параграфе эффектов резонансного прохождения волн сквозь решетки волноводного типа. Условия б = Л//> 0,25 и и <0,3 дают количественную характеристику понятиям ненулевой высоты и длинноволновой области. При б < 0,25 вблизи угла полного нерезонансного прохождения решетка также практически полностью прозрачна (см. рис. 17, б). Если при нормальном падении и и б будут такими, что поле резонансным образом будет полностью проходить через решетку, то при них зависимость i Во от угла падения (см. рис. 54, б) становится несущественной вплоть до угла полной прозрачности (2.34). Если же при ф = О параметры X, б соответствуют минимуму Во , то зависимость jBol от ф носит резонансный характер с шириной резонансов порядка 0 (см. рис. 54, а, б). В диапазоне 0,4 < и < (1 sin ф) также существуют углы полной прозрачности, но они сдвигаются в область меньших углов падения (рис. 55, в), чем это дает (2.34), и их положение зависит от б (см. рис. 54, г). Амплитуда отмеченных на рис. 55, г осцилляций с уменьшением и стремится к нулю. [c.106]

Практическая реализация многофотонного возбуждения. В п. 1 была рассмотрена идеальная модельная задача — мпогофотонное возбуждение изолированной неподвижной квантовой системы слабым внешним полем монохроматического излучения. Только в Этом случае справедливы приведенные выше соотношения и, в частности, только в этом случае ширина резонанса в вероятность возбуждения определяются естественной шириной резонансного состояния. [c.50]

Опыт. Ширина резонанса для картонной трубки. Прочитайте абзацы, следующие за формулой (28). Для самой низкой нормальной моды колебаний звуковых волн в трубке, открытой с обоих концов, длина трубки практически равна половине длины волны, (В действительности, благодаря краевым эффектам, длина трубки меньше половины длины волны приблизительно на один диаметр трубки,) Скорость звука около 330 м1сек. Если вы работаете с камертоном С523, то гро.мче всего будет резонировать трубка, длина которой близка к 32 см. [c.145]

До сих пор не было сделано никаких предположений об относительной величине Яо и Н , Практически часто оказывается гораздо меньше Яо. Тогда из (П.6) и (П.7) видно, что 6 и, следовательно, а остаются очень малыми до тех пор, пока разность со—соо не станет сравнимой с oi. Это и есть явление резонанса. Вращающееся поле Я1, малое по сравнению с постоянным полем Яо, может заметно переор иентировать. магнитный момент только в том случае, если его частота вращения со-близка к ларморовской частоте соо. Ширина резонанса, т. е. значение разности I со—соо , при уменьшении которой эффект становится заметным, имеет порядок oi. [c.25]

Аналогичными статистич. свойствами обладают и др. ширины (др. каналы распада). Распределение Портера— Томаса справедливо для ширин, характеризующих вероятности у-переходов с резонансных состояний, имеющих одинаковые спины и чётность, на один и тот же уровень. Полная радиац. ширина практически не меняется от резонанса к резонансу для тяжёлых ядер, т. к. является суммой большого числа независимо флуктуируюпщх величин. Для справедливо [c.277]

По сравнению с оптич. спектроскопией и инфракрасной спектроскопией Р. имеет ряд особенностей. В Р. практически отсутствует аппаратурное уширение спектральных линий, поскольку в качестве источника радиоволн используют когерентные генераторы, а частоту V можно измерить с высокой точностью. Отсутствует и типичное для оптич, диапазона радиационное ушире-вие, т. к. вероятность спонтанного испускания, пропорциональная V, в диапазоне радиоволны пренебрежимо мала. Из-за малой энергии к на единицу мощности приходится большое число квантов, что практически устраняет квантовомеханич. неонредеяёнвость фазы радиочастотного поля, к-рое можно описывать классически. Всё это позволяет получать информацию о веществе из точных измерений формы резонансных линий, к-рая определяется в Р. взаимодействием микрочастиц друг с другом, с тепловыми колебаниями матрицы и др. полями, а также их движением (в частности, Доплера эффектом в газах). Ширина линий в Р. меняется в очень широких пределах от 1 Гц для ЯМР в жидкостях до 101 Гц для ЭПР в концентриров. парамагнетиках, ферромагн. резонанса, параэлектрического резонанса ионов в твёрдых телах. [c.234]

Наиболее полную информацию о поведении коэффициента прохождения дают двухпараметрические зависимости В от электрических параметров решетки х = /Д и б = 2/г/Я,. Типичные картины распределения изолиний Soi =0 для ряда углов падения изображены на рис. 58 (штриховые линии соответствуют ситуациям, когда ширина лент кратна половине длины ТМах -волны в щелях). При этом первая слева из них соответствует п=, вторая п=2 и т. д. Таким образом, можно классифицировать резонансы как первый, второй и т. д. При х < 0,6 линии Во, =0 для фиксированного п практически сливаются между собой и близки к линиям, на которых f o =1- В этом случае решетка работает как поляризационный фильтр — полностью пропускает -поляризованную волну и не пропускает //-поляризованную. [c.114]

При конструировании лопасти необходимо также обеспечить отстройку от резонансов и в плоскости наибольшей жесткости лопасти, которая обычно совпадает с плоскостью хорд. Потому жес-ткостные характеристики лопасти в этой плоскости могут изменяться в более широких пределах, чем п плоскости взмаха. Начиная с круглой трубы, сечение лонжерона может быть увеличено до размеров, занимающих практически весь профиль от передней до задней кромки. Однако здесь вступают в силу определенные ограничения. Так, увеличение ширины лонжерона по хорде обязательно приводит к сдвигу центровки лопасти к задней кромке, что обычно недопустимо с точки зрения требований, предъявляемых для исключения флаттера. [c.50]

Таким образом, независимо от направления и скорости движения атома двухфотоиное поглощение происходит только на частоте в. Если использовать одночастотное лазерное излучение не очень большой интенсивности, так чтобы не возникало полевое уширение резонанса, то можно измерять энергию перехода 8ш — с точностью порядка ширины спектра излучения, которая в данном случае порядка естественной ширины уровней. Практически нет необходимости в использовании двух лазеров, достаточно установить зеркало за мишенью нормально к падающему иа него пучку излучения (рис. 4). Двухфотонное воз- [c.54]

Многоимпульсное сужение однородной ширины спектральных линий в магнитном резонансе. По существу, Эрвин Хан при открытии ядерного спинового эха в 1950 году [188] продемонстрировал способ устранения неоднородной ширины линии магнитного резонанса (обязанной неоднородности постоянного магнитного поля Но). В 1954 году X. Карр и Е. Парселл предложили и реализовали многоимпульсный способ исключения диффузного затухания сигнала эха [189]. Отметим, что этот способ уже в 1973 году был применён в оптике Р. Брюером с коллегами [190]. Идея многоимпульсного сужения дипольной ширины линии магнитного резонанса была практически одновременно выдвинута в 1966 году Е. Острофом и Дж. Уо, а также П. Мансфельдом и Д. Вааром. История экспериментальной реализации этой идеи прекрасно изложена в книгах [174, 191, 192. [c.177]

При быстрых изменениях равновесие не успевает установиться. Это происходит, если время воздействия меньше времени установления равновесия — времени релаксации. Неравновесное поведение М. наблюдается, напр., при прохождении ультразвука через вещественную среду и сказывается на его поглощении и дисперсии. Равновесие устанавливается в результате взаимодействия М. при их соударениях в газе и жидкости и в рез льтате ноглощения и отдачи энергии путем поглощения и излучения света и т. д. Вре.мя релаксации М. в конденсированной среде существенно зависит от темн-ры. Подвижность М. уменьшается с понижением темп-ры, в ряде случаев М. в жидкости практически утрачивают свою подвижность еще до кристаллизации происходит стеклование. Подвижность М. в жидкостях ответственна за их вязкость, за явления диффузии и теплопроводности. М. при свое.м перемещении в жидкости должна преодолеть нек-рый активационный барьер, т. о. иметь достаточную кинетич. энергию. Движение М. в конденсированной фазе происходит согласованно, является кооперативным явлением. Непосредственное изучение времен релаксации М., их подвижности проводится методами пог,по1цения и дисперсии элевтро-магнитных волн, а также методом ядерного магнитного резонанса. В последнем случав увеличению подвижности (т. в. уменьшению времени релаксации) соответствует уменьшение ширины резонансного пика. [c.284]

Область 1/у для различных поглотителей выражена в разной степени. Так, в случае В эта область вьфаже-на весьма четко. Напротив, для d и Gd эта область практически не проявляется из-за присутствия низко-энергетич. резонансов (рис. 3). С увеличением энергии нейтронов отдельные резонансы начинают интерферировать друг с другом, сечение захвата обусловливается влиянием многих недалеких и широких уровней и его резонансная зависимость может оказаться слабо выраженной (рис. 4). В связи с этим представляет интерес величина сечения, усредненного по многим уровням, среднее расстояние между к-рыми порядка (или меньше) ширины Г. Сечение радиац. захвата быстрых нейтронов можно оценить по ф-ле СТу= яЛ Гу/Г, где Я — величина, характеризующая радиус ядра. [c.68]

В резонансе релеевское и комбинационное рассеяния практически не отличимы от люминесценции (если не пользоваться определением люминесценции по Степанову). Как показал Гайтлер ([465], 20), природа релеевского резонансного излучения с возбужденного уровня, имеющего ширину у, зависит от спектрального состава облучающего света. Если система облучается светом с непрерывным спектром в области у, то имеет место резонансная люминесценция, т. е. происходят два независимых процесса поглощение и последующее испускание света со спектральным распределением, обусловленным шириной уровня квантовой системы у. Если же система облучается монохроматическим светом с шириной уо "С Т. испускаемая линия имеет ту же ширину уо и форму, что и первичная. При этом поглощение и излучение представляют собой однофотонный когерентный процесс. Квантовая система помнит , какой фотон она поглотила. В этих условиях энергия квантовой системы в момент взаимодействия со светом не имеет определенного значения. Таким образом, в процессе резонансной флюоресценции нельзя сказать, в каком состоянии, основном или возбужденном, находится молекула. Как только квантовое состояние молекулы сделается опре- [c.578]

Ч. т. путем автопараметри ч е-ского возбуждения нелинейных систем (см. Резонанс, Резонанс параметрический). Сущность этого метода состоит в использовании колебательных систем, параметры к-рых зависят от амплитуды тока или напряжения и которые самовозбуждаются при воздействии на них внешней эдс Е sin n of (так называемые потенциально-автоколебательные системы). В этом случае в названной системе устанавливаются незатухающие колебания. Примером таких систем является невозбужденный регенератор. Т. о., воздействуя на систему, настроенную на частоту nf, частотой f, получаем требуемый эффект Ч. т. с требуемым коэф-том трансформации п (так называемый резонанс и-го рода). Практически же трансформировать частоту f с большим коэфициентом трансформации п пока еще чрезвычайно трудно. Ширина полосы настройки, в которой наступает самовозбуждение системы. [c.410]

Если падающая волна занимает спектральный участок порядка радиационной ширины, то в непосредственной близости от резонансов среды возникает дополнительная резонансная когерентная флуоресценция практически подобные ситуации при отражении ветре чаются весьма редко. Некоторые сведения об этом см. в 14. [c.19]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...