Теорема поляризации

Тангенс угла потерь 136 Тензор полностью симметричный 108 Тензора сокращенные обозначения компонент 41 Теорема поляризации 83 Теория смесей 374, 380 Термодинамики закон первый 108 --второй 108 [c.556]

В случае поля циркулярной поляризации применение теоремы Вигнера-Эккарта приводит к следующей явной зависимости динамической поляризуемости от магнитного квантового числа М [c.99]

Чтобы установить вклад поляризации в величину макроскопического поля, мы можем упрощенным путем найти поле от всех диполей образца. Согласно известной теореме электростатики ) макроскопическое электрическое поле, создаваемое однородной поляризацией, равно электрическому полю в вакууме, создаваемому фиктивными зарядами, распределенными на поверхности тела с плотностью а [c.468]

Е1 г), создавае.мое поляризацией, согласно упомянутой выше теореме равно полю, создаваемому фиктивными зарядами на поверхности пластинки, распределенными с плотностью а = п Р. На верхней поверхности пластинки единичный вектор нормали п направлен вверх, на нижней поверхности — вниз. На верхней поверхности плотность фиктивных зарядов (т. е. заряд на единицу поверхности) равна а = п-Р = Р, на нижней, соответственно, —Р. [c.469]

Правая часть этого соотношения представляет собой полное сечение рассеяния для пучка, имеющего поляризацию (х и направление падения к. Таким образом, в частном случае к — к" соотношение (2.119) сводится к оптической теореме (1.77). [c.55]

Допустим, что в некоторый момент времени / в кристалле известно положение плоского волнового фронта. Для того чтобы построить волновой фронт в более поздний момент времени Г, можно на основании доказанной теоремы поступить следующим образом. Из каждой точки исходного волнового фронта опишем элементарную волну, радиусы-векторы которой получаются умножением на (Г — () соответствующих радиусов-векторов лучевой поверхности. Плоскость, касательная ко всем элементарным волнам, и даст положение волнового фронта в момент времени 1. Из двух возможных касательных плоскостей следует выбрать ту, которой соответствует волна требуемой поляризации. Направление луча найдется соединением центра элементарной волны с соответствующей точкой касания. [c.508]

Часть I. В этой части приводятся общие теоремы для частиц, которые могут иметь произвольные размеры, форму и строение. Показывается, что рассеяние на любых частицах конечных размеров полностью характеризуется четырьмя амплитудными функциями 5г, 5з и 5д, которые являются комплексными функциями направлений падения излучения и рассеяния. Знания этих функций достаточно для вычисления интенсивности и поляризации рассеянного света, полных сечений рассеяния, поглощения и ослабления частицы, а также для вычисления лучевого давления, действующего на частицу. Для случая одно- [c.18]

Замечание. Топология более сильная, чем в теореме 6.7, нужна лишь для того, чтобы доказать сходимость поляризации вакуума второго порядка. Для i — Н теорема доказана в [28], для i — F немного более сильный результат содержится в [26]. (Строго говоря, он не является более сильным, так как относится к случайному полю Л, а сходимость доказывается только в смысле сходимости некоторых средних. Однако полю дозволяется быть гораздо более плохим. Оно может быть даже обобщенным полем.) [c.131]

Представление о продольных нейтрино возникло в связи с обнаружением несохранения пространственной четности Р и нарушения инвариантности относительно операции зарядового сопряжения С в слабых взаимодействиях. Согласно гипотезе Ландау, в слабых взаимодействиях сохраняется комбинированная четность СР и, следовательно, временная четность Т (так как для всех взаимодействий справедлива теорема Людерса — Паули СРТ =1). Сохранение комбинированной четности в слабых процессах лептонного типа подтверждается обнаружением продольной поляризации у электронов р-распада и ц,-распада, а в слабых процессах с участием странных частиц — различием схем распада для К° - и зонов. В настоящее время есть экспериментальные данные, позволяющие предполагать, что комбинированная четность не сохраняется в слабых взаимодействиях с участием странных частиц. [c.703]

ТЕМПЕРАТУРА критическая соответствует критическому состоянию вещества переходу сверхпроводника из сверхпроводящего состояния в нормальное) Кюри является [общим названием температуры фазового перехода второго рода температурой фазового перехода ферромагнетика в парамагнетик при которой исчезает самопроизвольная поляризация в сегнетоэлектриках) ] насыщения соответствует термодинамическому равновесию между жидкостью и ее паром при данном давлении Нееля фиксирует фазовый переход антиферромагнетика в парамагнетик плавления выявляет фазовый переход из кристаллического состояния в жидкое радиационная — температура абсолютно черного тела, при которой его суммарная по всему спектру энергетическая яркость равна суммарной энергетической яркости данного излучающего тела термодинамическая определяется как отношение изменения энергии тела к соответствующему изменению его энтропии цветовая определяется температурой абсолютно черного тела, при которой относительные распределения спектральной плотности яркости этого тела и рассматриваемого тела максимально близки в видимой области спектра яркостная — температура абсолютно черного тела, нри которой спектральная плотность энергетической яркости совпадает с таковой для данного излучающего тела, испускающего сплошной спектр] ТЕНЗИ-ОМЕТРИЯ — совокупность методов измерения поверхност э-го натяжения ТЕНЗОМЕТРИЯ—совокупность методов измерения механических напряжений в твердых телах по упругим деформациям тел ТЕОРЕМА Вариньона если данная система сил имеет равнодействующую, то момент этой равнодействующей относительно любой оси или точки равен алгебраической сумме моментов слагаемых сил относительно той же оси или точки Вириала устанавливает соотношение, связывающее среднюю кинетическую энергию системы частиц с действующими в ней силами) [c.281]

Н. Н. Бо голюбова (1956), согласно которому / niin /"Q + Jf i)o . Согласно этой теореме, для Fj может быть получено формальное замкнутое выражение в виде т.н. интеграла по константе связи (см., напр., [4, 7]), через полную электронную ф-цию Грина и соответствующий массовый оператор или через полную фононную ф-цию Грина Di. и соответствующий поляризац. оператор П,. след, вида (в символич. записи) [c.92]

Начнехм с теплового излучения. Флуктуационно-диссипатив-пая теорема [1] гласит, что наличие поглощения в оптической среде приводит к возникновению локальной спонтанной поляризации с корреляционной функцией [c.126]

Нарушения аксиальной симметрии нет (из-за невыгодности отклонения силовой линии от направления легкой оси) в одноосной УС с нормальной обкладкам легкой осью, к рассмотрению которой мы переходим. Материальное уравнение такой среды дается уравнением (16), ведущим к неравенству 01 Р. Поэтому теорема Гаусса для эквипотенциальной поверхности ограничивает сверху величиной Q /Р яе саму площадь этой поверхности, а лишь ее проекцию па плоскость тяжелой поляризации. Это ведет к локализации поля Е в пределах цилиндра радиуса гд с осью по оси диполя, означая одновременно равенство нулю всех мультинольпых электрических моментов полной (внешней и индуцированной) плотности заряда. Отсюда следует локализация поля Е — с точностью до членов, убывающих быстрее любой конечной степени расстояния — и в направлении оси диполя (см. конец п. 4). [c.212]

Скалярная функиия и х,у) соответствует компоненте Е х,у) для ТЕ-поляризации и компоненте H , x,y) для ТМ-поляризации. Разложение Рэлея (3.14) является решением уравнения Гельмгольца и содержит однородные плоские волны (о < 1) и неоднородные плоские волны > I), экспоненциально-затухаюшре при удалении от поверхности дифракщюнной решетки. Слагаемое nX/d в (3.15) соответствует теореме Флоке и характеризует наличие постоянного фазового сдвига межд-]у соседними периодами решетки. [c.144]

Линейная поляризация 33 Линзовый эффект 528 Линзоподобные среды 106 Литтроу схема 438, 439 Лиувилля теорема 135 Локализации принцип 467 Локальная сшивка полей 95—98 Локальный импеданс 175 Лоренцева калибровка 15 [c.653]

Последнее соотношение носит название теоремы Пойнтин-га, а вектор [ЕН] — вектор Умова —Пойнтинга. Вектор Умова — Пойнтинга следует рассматривать как плотность потока энергии электромагнитного поля. Хотя мы получили выражение для вектора Пойнтинга в случае неполя-ризующейся системы, оно носит обш,ий характер и применимо в любых электромагнитных полях, в том числе и при наличии поляризации и дисперсии. Именно эта величина была ранее обозначена через Таким образом, мы имеем [c.26]

Вывод этих результатов потребует несколько другого математического аппарата. Поэтому вначале мы рассмотрим иредставлепие электромагнитного поля через так называемые запаздывающие потенциалы, когорые являются обобщениям хорошо известных статических 1 отенциалов. Выражение потенциалов через векторы поляризации приводит к необходимости ввести другие вспомогательные величины, известные как векторы 1 ерца. В 2.1 и 2.2 мы рассмотрим математические предпосылки, а в 2 3 кратко изложим исходные физические понятия. Интегральные уравнения и упоминавшиеся выше две основные теоремы будут выведены в 2.4. [c.84]

Чрезвычайно интересно отметить, что подход, основанный на физическом соображении о том, что поле в среде более естественно характеризовать поляризацией, чем вектором смещения, очень изящно, через интегродифференциаль-нос уравнение (4), приводит к строгому выводу формулы Лорентц— Лоренца и теоремы погашения. Этот мощный метод до сих пор слабо использовался при - [c.110]

Примечания. Перефразируя теорему Хаага, можно сказать, что ее часть I исключает поляризацию вакуума. В обычной квантовой теории поля мы определяем физический вакуум ф как С-инвариантный т1-кластерный ) вектор состояния, применяя к которому последовательно операторы рождения мы можем восстановить пространство представления (т. е. предполагается, что Ф — циклический вектор). В отличие от физического вакуума бесчастичное состояние (или голый вакуум) ю мы определяем как вектор состояния (для того же представления ), удовлетворяющий условию (со, а (/)а(/)) = 0 для всех / е Если физический вакуум и голый вакуум неразличимы, то мы говорим, что в данном представлении наблюдается поляризация вакуума. Иногда даже говорят о поляризации вакуума, имея в виду, что вектор Ф, порождающий физический вакуум ф, и вектор О, порождающий голый вакуум ю, неколлинеарны. Теорема 8 четко показывает, что даже первое (а следовательно, и второе) из этих утверждений неверно. [c.319]

С-четность 145 Поляризация при рассеянии 76 Померанчука теорема 123, 290, 327 Порог рождения частиц 113, 114 Потенциалы Л Л -взаимодействия 17 Прелестний 344, 345 Прелестные частицы 345 Принцип зарядового сопряжения 111 Продольная поляризация продуктов Р-распада 156 Промежуточные векторные бозоны (см. fV - и Z -бозоны) [c.385]

В квантовой электродинамике, напр., каждый акт вз-ствия изображается вершиной (рис. 1), к-рая в зависимости от направления времени обозначает либо испускание эл-ном (сплошная линия) фотона (волнистая линия), либо его поглощение, либо испускание или поглощение фотона позитроном (сплошная линия, направленная вспять во времени ), либо рождение фотоном пары электрон-позитрон или её аннигиляцию в один фотон (в силу теоремы СРТ поглощение ч-цы эквивалентао испусканию античастицы, поэтому каждому из этих процессов отвечает одно и то же матем. выражение, пропорц. безразмерному параметру elVfi Азт). Для реальных ч-ц каждый из этих процессов запрещён законами сохранения импульса и энергии, поэтому хотя бы одна из ч-ц должна быть виртуальной частицей. Амплитуда рассеяния двух эл-нов, напр., в первом приближении определяется диаграммой рис. 2, а, представляющей собой обмен виртуальным у-квантом. След, приближение соответствует учёту радиационных поправок, обусловленных обменом двумя виртуальными у-квантами (рис. 2,6, в), вз-ствием каждого из эл-нов со своим полем (рис. 2, г, 9) и вз-ствием с виртуальной электрон-позитронной парой из-за поляризации вакуума (рис. 2, е). Каждая из диаграмм 2, б—е содержит две дополнит. вершины по сравнению с рис. [c.803]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...