Пространственная дисперсия в магнитном

Комплексные диэлектрическая и магнитная проницаемости. В электродинамике среды, которые мы будем рассматривать, описываются двумя скалярными пар аметрами — диэлектрической проницаемостью е и магнитной проницаемостью р,. Этим исключаются из рассмотрения два класса сред — анизотропные тела и тела с пространственной дисперсией. В первых е и ц — тензоры. Во вторых такие локальные характеристики, вообще говоря, не существуют, они могут быть введены только для плоских волн и зависят от направления этих волн. [c.12]

Прямопролетный масс-спектрометр, так же как и радиочастотный масс-спектрометр, выгодно отличается от масс-спектрометров с пространственной дисперсией масс в магнитном поле сравнительно малыми размерами аналитических камер, простотой измерительных и вспомогательных электронных схем и по своим конструктивным особенностям, габаритам и простоте эксплуатации может быть с успехом использован в промышленных условиях. Поэтому развитию этих методов, их практическому усовершенствованию и исследованиям придается большое значение. [c.375]

Влияние магнитного поля волны на поляризованность среды в области оптических частот неотличимо от эффектов пространственной дисперсии (см. 2.9). [c.75]

Пространственная дисперсия. Все волны в И. можно рассматривать как электромагнитные волны в среде с заданной диэлектрич. проницаемостью е (к, ш), к-рую можно вычислить с помощью линеаризованного кинетич. ур-ния. Для П. в магнитном поло диэлектрич. проницаемость есть тензор 2-го ранга еу (к, со). Этот тензор, вообще говоря, зависит как от частоты колебаний О), так и от волнового вектора к. По аналогии с обычной дисперсией при наличии зависимости е от к говорят о пространств, дисперсии. Наиболее интересные, с теоретической и прикладной точек зрения, волны в Н. лежат в области пространств, дисперсии. Пространственная дисперсия приводит к ряду своеобразных аффектов, к числу к-рых относится хорошо известный аномальный скип-эффект. [c.21]

Отказавшись от детального описания особенностей отражения света от кристаллов с пространственной дисперсией диэлектрической проницаемости, при исследовании распространения света внутри кристалла мы будем исходить из выражения (56.9). В этом случае отношение амплитуд, возникающих в кристалле нормальных электромагнитных волн определенной частоты и поляризации, определяется однозначно без введения дополнительных граничных условий для экситонных полос различной природы. Полученные результаты имеют строгий смысл, если их относить к случаю распространения света в области г>0, возникающего в кристалле бесконечных размеров под действием сторонних токов (56.5), создаваемых в плоскости г = 0 внутри кристалла. Ниже вычисляется векторный потенциал (56.9), напряженности электрического Ех и магнитного. Ну полей и компонента вектора плотности потока электромагнитной энергии 5 в кристалле для различных предельных случаев. [c.459]

Вернемся к уравнению Клейна-Гордона, которое описывает распространение одномерных волн в среде с дисперсией, в частности в цепочке маятников с собственными частотами расположенных на расстояниях а С А (дисперсионная кривая — сплошная кривая на рис. 4.12 6). Мы уже говорили, что при о о —О дисперсия исчезает длина нитей маятников так велика, что у них нет собственного периода колебаний, цепочка превращается в данном случае в упругую струну. Дисперсия исчезла, когда исчез собственный временной масштаб, характеризующий среду. Когда каждый маятник имеет собственный период Т = 27г/ о среда из маятников не будет воспринимать частоту меньше собственной. На этой критической частоте все маятники будут колебаться синфазно волн нет, существуют только колебания. Если теперь обратиться к уравнениям (4.21) и (4.23), в которых соотношение между а и Л может быть любым, то нетрудно видеть, что дисперсия в системе сохраняется даже при Шо 0. Действительно, в этом случае мы приходим к цепочке из шариков, связанных пружинками. В этой среде дисперсия существенна, пока а не мало по сравнению с Л. Таким образом, в решетке из шариков дисперсия определяется собственным пространственным масштабом — периодом решетки . С этим же связана дисперсия в решетке из равноудаленных частиц разной массы (см. (4.16)). Что касается цепочки из связанных маятников, когда Шо ф О и расстояние а сравнимо с Л, то дисперсия определяется и временным, и пространственным масштабами. Аналогично характеризуется дисперсия и для цепочки из магнитных стрелок, где наряду с периодом а фигурирует частота шн, связанная с существованием внешнего магнитного поля (см. (4.26)). Таким образом, можно сказать, что существование дисперсии в среде связано с наличием в ней собственных, независимых от параметров волны пространственных или временных масштабов. [c.73]

При распространении света в среде все такие явления связаны прежде всего с нелинейной зависимостью вектора поляризации среды Р от напряженности электрического поля Е световой волны. Среду мы будем предполагать однородной, не будем учитывать ее магнитные свойства и пространственную дисперсию. Если поле Е еще не очень сильное, то вектор Р можно разложить по степеням составляющих вектора Е и оборвать такое разложение на нескольких первых членах. Тогда в общем случае, когда среда анизотропна, можно написать [c.726]

В предыдущих параграфах мы "видели, что образец сегнетоэлектрика может быть однородно поляризован, а ферромагнетика однородно намагничен. Было также отмечено, что эффекты наведения оптической анизотропии указывают на важное значение сильных стационарных электрических и магнитных полей, которые будем считать однородными в исследуемом образце, чтобы избежать рассмотрения пространственной дисперсии. Такие поля являются фоновыми решениями во многих динамических задачах и задачах устойчивости. В эксперименте, например, переменное поле слабой амплитуды с длиной волны Я распространяется по квазиоднородному состоянию с конечной стационарной поляризацией или намагниченностью, характерная длина изменения которых много больше X. [c.71]

При неучете пространственной дисперсии и отсутствии постоянного магнитного поля тензор s,y симметричен, в силу чего тензоры г., и являются вещественными и совпадают [c.38]

В [4.17] прямым вычислением бьшо получено выражение для нелинейного изменения магнитного поля 8В с учетом пространственной дисперсии и нового эффекта — нелинейности циклотронного резонанса для потенциальных циклотронных волн (мод Бернштейна). В общем случае это выражение имеет вид [c.69]

Если же справедливо h ФО и Ф О, то, как это следует из (9.22), волн поляризации с Di = D2 = 0, О фО в рассматриваемом случае не существует. Поэтому в окрестности частот механических экситонов, поляризованных при = 0 вдоль оптической оси (представления A , см. табл. VII), при учете пространственной дисперсии или магнитного поля и любом направлении k мы имеем дело не с волнами поляризации, а фиктивными продольными волнами, частоты которых выражаются соотнощением (9.6). Таким образом, эффект инверсии магнитного поля, вообще говоря, может иметь место в окрестности любого из резонансов тензора ЕогДсо) (как указывалось ранее, эти резонансы соответствуют частотам механических экситонов при e = 0, преобразующихся по представлениям и группы gJ. [c.236]

Именно так объясняются эффект Мейсснера и появление вихревых нитей в сверхпроводниках. Нужно подчеркнуть, что ПП сверхпроводника служит величина неэлектромагнитной природы — волновая функция ф конденсата куперовских пар. К сверхдиамагнетизму сверхпроводника — неупорядоченной в электромагнитном смысле среды — ведет аномально сильная пространственная дисперсия магнитной проницаемости [c.204]

Если в системе координат, в к-рой среда покоится (у = 0), диэлектрич. и магнитная проницаемости зависят только от частоты со, то в системе, где среда движется со скоростью v, аргументом е и fi является доплеровски сдвинутая частота (со — /ev)/ У-l—u / . Это означает, что если в покоящейся среде отсутствовала пространственная дисперсия, то в движущейся среде она появляется. Из (И) видно, что закон распространения волны зависит от угла, к-рый ее волновой вектор А составляет со скоростью переиоса среды v. Обозначая угол между А и и чере.з , получаем следующее значение фазовой скорости волны со//с [c.500]

Пенгмюропские колебания — Ионно-звуковые колебания. — Затухание Ландау. — Поперечные волны в П. — Колебания П. в магнитном поле. — Пространственная дисперсия. — Пучковая неустойчивость. — Колебания неоднородной П. [c.15]

Здесь Е, В, В — соответственно векторы напряженности электрического поля, электрической и магнитной индукции. Рассматривается изотропная немагнитная среда, в которой напряженность и индукцию магнитного поля можно считать совпадающими, а свойства среды описываются диэлектрической проницаемостью е(со), связывающей векторы В и Е(со — частота света). Пространственной дисперсией, т. е. зависимостью е от волнового вектора световой волны, пренебрегаем. Для монохроматической волны оператор Э/Э/ можно заменить на -гсо. Оптической сверхрешеткой назовем периодическую структуру, состоящую из чередующихся слоев А (толщина а) и 5 (толщина Ъ), характеризующихся диэлектрической проницаемостью (со) ИЕд (со). Как правило, мы будем опускать аргумент и писать кратко Еа и ед. Решения в пределах слоя А или В представляют собой линейную комбинацию плоских волн ехр[/(9хх + ЯуУ кл,в г)], где [c.29]

Затухание электромагнитного поля в полубесконечном кристалле. Полученные в предыдущем разделе общие формулы (56v30) и (56.31) для напряженностей электрического и магнитного полей волны в кристалле конечной толщины, возникающей под влиянием внещнего поля с частотой со, очень громоздки. Для более простого выяснения роли пространственной дисперсии й процессов релаксации электронных возбуждений рассмотрим полубесконечный кристалл (ё = оо). В этом случае отсутствуют волны, отраженные от второй граничной плоскости 2 = 00 кристалла, и все выражения имеют простой вид. [c.464]

На появление анизотропии порядка (а/Х)" в кубических кристаллах Лоренц обратил внимание еще в 1878 г. (см. [10]). Это заключение было повторено в работе [11] на основе микроскопического рассмотрения квадрупольных переходов в кристаллах и в работе [5] на базе использования выражений (10) — (И). Только в 1960 г. оптическая анизотропия негиротропных кубических кристаллов была наблюдена [12] в закиси меди (СидО) в области квадрупольной линии поглощения. При учете пространственной дисперсии кубический кристалл СидО обладает семью оптическими осями (три оси 4-го порядка и четыре пространственные диагонали куба). Учет пространственной дисперсии сказывается, разумеется, и на оптических свойствах кристаллов с более низкой симметрией (например, одноосный кристалл при этом становится многоосным), а также существен при исследовании влияния внешних электрического и магнитного полей и напряжений. [c.17]

При отсутствии пространственной дисперсии условие (Ь23) выполняется автоматически и среда всегда негиротроп-на, о чем уже не раз упоминалось. Но, конечно, и в этом случае при В , ф О появляется магнитная активность, поскольку [c.41]

При пренебрежении пространственной дисперсией система (1.1) должна быть эквивалентна (1.45) и для магнитной среды. Отсюда следует, что для магнитной среды соотношение (1.7) несправедливо и с Л->0) связаны оба тензора е(у((о) и и(ш). Соответствующий предельный переход прослежен в [7], 3 здесь нет необходимости обсуждать этот вопрос подробнее, поскольку введение функции j имеет рмысл лишь в сравнительно небольшой области частот в окрестности точки ш/й = 0, где 1/й—характерный размер неоднородности поля в среде. По этой причине в оптике, если не рассматривать ферромагнетики [27а], нужно полагать (см. [1], 60). Проще всего в оптике применять непосредственно систему уравнений (1.1) с использованием тензора 8 у(о), к), учитывающего и влияние магнитного поля. С системой же (1.45) удобнее работать в области низких частот и длин-ныЗС волн, когда свойства линейной среды можно полностью описать при введении тензоров е Дш) и [c.51]

А1 1т 18" кщ <Х jlщ 818jklkm > (9.14) где g s) = g JS SJ, ед(в) = е0. 5.5 .. Из формулы (9.14) следует, что ш (к, Я ° ) Ф (О (к, — Я ° ), причем этот эффект ( эффект инверсии магнитного поля ) обусловлен именно учетом пространственной дисперсии. Дело в том, что при полу- [c.230]

Эффект уменьшения магнитного поля в области локализации волновых пакетов, названный в [4.11] ВЧ-диамагнетизмом, ранее обсуждался в [4.12-4.15]. В [4.16] найдено самофокусирующее влияние ВЧ-диамагнетизма на альфвеновские волны. Обычно ВЧ-диамагнетизм возникает благодаря диамагнитному току, который образуется в плазме поперек постоянного магнитного поля в области локализации волнового пакета под действием ВЧ-давления (пондеромоторной силы), действующего на плазму о В [4.14] при выводе выражения для диамагнитного ослабления магнитного поля в пакете 8В не бьшо учтено влияние пространственной дисперсии — нелокальности взаимодействия электрического поля с веществом, связанной с тепловым движением. Для холодной плазмы выражение для 8В, полученное в [4.14], имеет вид [c.69]

Ондуляторное излучение (ОИ) обладает и уникальными поляризационными свойствами, например в спиральном ондуляторе простым переклю чением тока в магнитных обмотках можно правую круговую поляризацию изменить на левую. Полезность пространственной дисперсии ОИ для спектроскопии трудно переоценить. Фактически впервые в этой области спектра построен источник, позволяющий получить монохроматический свет без диспергирующего элемента. [c.231]

Очевидно, что свойства сред с такими параметрами во многом напоминают свойства обладающих пространственной дисперсией первого порядка гиротропных сред (см. 18 и приложение V) поэтому среды носят название электрически- или магнитно-гиротропных, если соответственно е или [X описываются (29.1), или же бигиротропных, если и е и х следуют (29.1). Однако свойства симметрии 1тп8 и 1гп л отличны от свойств введенных в Гл. 5 тензоров -у, g, описывающих физические процессы пространственной дисперсии это отличие выяснено в приложении V. [c.241]

В. в п. в отсутствие магнитного поля. В отсутствие внешних электрич. и магн. полей ( 0 = 0, Яа=0) в изотропной холодной плазме существуют две моды собств. колебаний продольные и поперечные волны. (Диэлектрич, проницаемость плазмы е в отсутствие внеш. полей является скаляром.) Причиной продольных колебаний (J f ), наз. ленгмюров-с к и м и (плазменными колебаниями или волнами пространственного заряда), является электрич, иоле, вызываемое разделением зарядов. Частота этих колебаний не зависит от длины волны, т, е. нет дисперсии этих волн, и равна ленгмюровской частоте 1лектронов lXl = a) ,(,= Здесь п — плотность равновесной [c.328]

Лоренц (ЬогеШг) Хендрик Антон (1853-1928) — известный нидерландский физик-теоретик. Окончил Лейденский университет (1872 г.). Научные труды относятся к областям электродинамики, термодинамики, статистической механики, оптики, квантовой теории, атомной физики и др. Создал классическую электронную теорию вещества, базирующуюся на анализе движения дискретных зарядов, и на основе ее, в частности, вывел зависимость диэлектрической проницаемости от плотности диэлектрика (формула Лоренца-Лоренца), дал выражение для силы, действую1цей на движущийся в электромагнитном поле заряд (сила Лоренца), развил теорию дисперсии света. Предсказал явление расщепления спектральных линий в сильном магнитном поле (Нобелевская премия (совместно с П. Зееманом) в 1902 г.). Создал электродинамику движущихся сред. Вывел в 1904 г. формулы, связывающие между собой пространственные координаты и моменты времени одного и того же события в разных инерциальных системах отсчета (преобразование Лоренца). Впервые получил зависимость массы электрона от скорости. Своими работами подготовил переход к квантовой механике и теории относительности. Ряд исследований по кинетической теории газов, кинетике твердых тел, электронной тео рии металлов (1904 г.). [c.261]

Временная нелокальность проявляется в оптической дисперсии среды. Действительно, для истолкования дисперсии необходимо учитывать инерционные свойства электронов, атомных ядер и ионов вещества. А такая инерционность и приводит к нелокальной связи по времени между D и Е. Пренебрегая пространственной нело-кальностью, будем рассуждать так, как если бы во всем пространстве электромагнитное поле было однородно и менялось только во времени. Действием магнитного поля будем пренебрегать. Рассмотрим сначала импульсные воздействия на среду. Допустим, что от момента = О в течение времени dt среда подверглась воздействию электрического поля Е, а по истечении этого промежутка поле в среде снова обратилось в нуль. Такое воздействие может рассматриваться как электрический толчок, возбуждающий регулярные колебания электронов, атомных ядер и ионов среды. Эти колебания не прекращаются после прекращения действия поля, но продолжаются дальше в силу конечности масс колеблющихся частиц, В этом и проявляется временная нелокальность связи между отклонением частиц из положений равновесия и электрическим полем, а следовательно, между поляризацией Р или индукцией D среды и полем Е. [c.584]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...