Лоренц—Лоренца модель

Лоренц-Сайкс, модель SH-6, [c.415]

Лоренц-Сайкс, модель SH-12 То е........... [c.415]

Мичиган Тул, Лоренц (3 модели) [c.345]

Более полного понимания можно достичь, если привлечь двухжидкостную модель II разделить сверхтекучий и нормальный токи тогда для силы Лоренца получается выражение [c.695]

Для нее можно точно вычислить различные коэффициенты переноса. Лоренц надеялся использовать свою модель для описания электронов в металлах, но для этой цели она оказалась непригодной вследствие квантовых эффектов и дальнодействующего характера кулоновского взаимодействия. Однако она может быть применена в ряде физически интересных и важных случаев. [c.151]

Как уже отмечалось, Лоренц применил свою модель бинарной смеси для описания движения электронов в металлах. При этом, вычисляя коэффициенты электро- и теплопроводности на основе полученного для этой модели кинетического уравнения (8.58), он использовал в качестве /о(у) максвелловское распределение (8.65). Оно было единственно разумным в 1905 г., но оно же в первую очередь явилось причиной непригодности модели Лоренца к электронному газу в металлах, так как электронный газ в металлах вплоть до 10 сильно вырожден. [c.157]

Шильников Л. П., Теория бифуркаций и модель Лоренца. В кн. [173]i (русский перевод), 1980, 317—335 [c.214]

Рис. 2. Конвективная петля — физическая модель, для которой выводятся уравнения Лоренца.

Исторически первым и простейшим вариантом модели Э, г, была теория металлов Друде—Лоренца, в к-рой Э, г. рассматривался как идеальный газ (см. Друде теория металлов). Теорию Друде—Лоренца сменила Зоммерфельда теория. металлов, в к-рой учтено вырождение Э, г. Теория Э.г. по Друде — Лоренцу сохраняет своё значение для полупроводников, если принять во внимание, что число частиц Э.г. зависит от темп-ры, а эффективная масса носителей заряда отлична от массы свободного электрона. [c.573]

Перенос электрического заряда в металлах осуществляется в основном валентными электронами. Основываясь на модели свободных электронов, где валентные электроны не взаимодействуют ни между собой, ни с ионами решетки, а представляют идеальный газ, подчиняющийся классической статистике, теория Друде—Лоренца дает аналитическое выражение закона Ома в виде / = е ЫтЕ) т. [c.293]

Найти выражение для отношения коэффициентов теплопроводности и электропроводности (х/с) для модели свободных электронов металла. Вычислить значение числа Лоренца [c.68]

Если учитывается только упругое рассеяние электронов на примесях (так называемая модель Лоренца) результат кинетической теории воспроизводится для набора, состоящего из, ..., Добавление моментов более высокого порядка не влияет на проводимость. [c.404]

Заключительный 8 главы 2 посвящен исследованию механизма взрывной кристаллизации в аморфных пленках. Наше рассмотрение основывается на результатах экспериментов с ультрадисперсными порошками германия (п. 8.1). Использование модели Лоренца в п. 8.2 позволяет найти [c.10]

Это новое явление еще не получило окончательной интерпретации. Быстрые и медленные зоны могут представлять собой всего лишь течение под действием силы Лоренца, возникающей, когда солнечная плазма пересекает сильное магнитное поле на широтах солнечных пятен. Но они могут быть и симптомом взаимодействия второго порядка между магнитными полями и гидродинамическими движениями, которое еще не учитывалось в модели динамо. Или же они могут быть поверхностным проявлением крутильных колебаний, происходящих в глубине. Во всяком случае малость шира скоростей в быстрой и медленной зонах м/е градус) в сравнении с широм ско- [c.229]

Лоренц-Сайкс, модель SH-18 Сайкс Фарелл...... [c.415]

Лоренца сила, 34. 210 лоренцсв контур, 215, 292 Лоренц—Лоренца модель, 236 луч [c.327]

Соотпсшения, выражают,по влияние взаимодействия магнитных ионов на восприимчивость, былз впервые получены Лоренцем и Онзагером. Расчеты последних основывались на классических моделях соответствующие формулы ужо обсуждались в и. 7. Можно использовать разложение в ряд Ван-Флека с прибавлением к энергии ионов члена - E jui [c.467]

Перефразируя известные слова Пуанкаре о периодических решениях, можно сказать, что бифуркации, как факелы, освещают путь от исследованных динамических систем к неисследованным. Эту роль теории бифуркаций использовали Л. Д. Ландау и позже Э. Хопф, предложившие эвристическое описание перехода от ламинарного течения к турбулентному при возрастании числа Рейнольдса. В сценарии Ландау этот переход осуществлялся через бифуркации торов все возрастающей размерности. После того, как зоопарк динамических систем и их бифуркаций необозримо разросся, появилась масса работ, описывающих, в основном на физическом уровне строгости, переход от регулярного (ламинарного) движения к хаотическому (турбулентному). С помощью исследования цепочки бифуркаций объяснено хаотическое поведение трехмодовой модели Лоренца конвективного движения это объяснение не вошло в настоящий обзор, поскольку в него, по соображениям объема, [c.9]

Простейшей моделью газожидкостного потока в трубах является квазигомогенная, введенная Г. Лоренцем. В этой модели относительная скорость газа принимается равной нулю и, следовательно, [c.141]

С точки зрения развитой пока теории такие лагранжианы взаимодействия Lint могли бы быть любыми ф-циями полей и их первых производных, удовлетворяющими лишь ряду простых условий 1) локальности взаимодействия, требующей, что бы Lintix) зависел от разл. полей и (л ) и их первых производных только в одной точке пространства-времени х 2) релятивистской инвариантности, для выполнения к-рой должен быть скаляром относительно преобразований Лоренца 3) ин-вариантности относительно преобразований из групп внутренних симметрий, если таковые имеются у рассматриваемой модели. Для теорий с комплексными нолями сюда, в частности, входят требования эрмитовости лагранжиана и инвариантности относительно допустимых в таких теориях калибровочных преобразований. [c.302]

В модели Лоренца — Максвелла усреднение микрополя Иминро произведённое с учётом вклада со стороны индуциров. полей, приводит к ур-ниям (9) и соответственно = В. Однако обычно параметры сред [c.35]

Природа металлического состояния. Мн. характерные свойства М. можно понять, считая, что электроны проводимости — идеальный вырожденный газ фермионов, а роль ионов сводится к созданию потенциальной ямы, в к-рой движутся электроны (модель Друде — Лоренца — Зоммерфельда см. Друде теория металлов, Зом-мерфелъда теория металлов). Темп-ра вырождения Тр электронного газа в этой модели определяется энергией Ферми [c.115]

Ферми = Р строго определённого смысла, т. к. 1ш8 я(р), обязанная неупругим столкновениям (электронов с фононами или друг с другом), для электронов на поверхности Ферми равна 0. Упругие столкновения со статич. дефектами приводят к перемещению электронов до поверхности Ферми. Если время жизни (т) электрона мало (много дефектов, высокая теип-ра), то строгое описание его движения с помощью закона дисперсии теряет смысл. При этом лишается смысла и т. и. гонкая структура поверхности Ферми (отклонение от сферичности), хотя подвижность электрона сохраняется — электроны проводимости остаются делокализованными (их длина пробега существенно превышает межатомное расстояние). Приближённое описание электронов в таких условиях возможно лишь с помощью модели Друде — Лоренца — Зоммерфельда. [c.116]

При всей сложности законов дисперсии представление об электронах М. как легких (по сравнению с ионами) заряженных частицах качественно правильно. Оно, возвращая нас к модели Друде — Лоренца — Зоммерфельда, даёт возможность оценивать порядок величины оси. характеристик М.— электронную теплоёмкость, ЭЛ,- и теплопроводность, толщину скин-слоя (см. Скин-эффект) и т. д. Правда, нек ые соединения ( eAlg, e u,, e ujSij, UB a и др.) обнаруживают необычные свойства (напр., гигантскую электронную теплоёмкость), заставляющие сделать вывод, что в них есть электроны, обладающие аномально большой эфф. массой т (m/mo- iOO—600). Эти электроны получили назв. тяжёлых фермионов. [c.116]

Поток Т и) с инвариантной гиббсовской мерой наз. ДС статистич. механики. Её эргодич. свойства известны лишь для самых простых взаимодействий. Так, если U=0 (случай идеального газа неразличимых частиц), то Гу является Б-системой. Более содержательна др. бесконечномерная модель — газ Лоренца Н. Lorentz), отличающаяся от модели идеального газа тем, что точечные частицы движутся не во всём пространстве Я , а вне области, занимаемой бесконечным множеством ( -мерных шаров (рассеивателей), отражаясь от границы каждого шара по закону угол падения равен углу отражения . Упрощённый вариант этой модели, где имеется лишь одна движущаяся [c.635]

Для случая, когда в той же ситуации движется бесконечное множество частиц, доказано, что соответствующий поток является К-системой. Природа стохастичности этой системы иная, чем у идеального газа. В самом деле, в отличие от модели Лоренца, в движении отд. частицы идеального газа нет никакой стохастичности и, т. к. частицы друг с другом не взаимодействуют, стохастичность всей системы выглядит парадоксально, по крайней мере, она не согласуется с общепринятым представлением, что в основе этого свойства должна лежать нетривиальность взаимодействия. В случае же идеального газа причиной стохастичности служат бесконечность числа частиц и их неразличимость—при отказе от любого из этих условий стохастичность исчезает (впрочем, неразличимость частиц, вследствие к-рой координата и скорость отд. частицы не являются ф-циями на фазовом пространстве, можно считать суррогатом взаимодействия). [c.635]

Аналогичное знакомство и последующая реакция несколько позднее произошли и в ряде других стран. Можно утсазать на семинары 1976—1977 гг. по турбулентности и уравнению Навье — Стокса, семинар по точечным отображениям и их приложениям 1973 г. в Тулузе. Если на школах 1972—1973 гг. по колебаниям и волнам основным стимулом послужили лекции, базирующиеся на исследованиях горьковской школы теории нелинейных колебаний (о них уже говорилось в гл. 1) и сибирской группы физиков, представители которых впервые познакомились тогда друг с другом, то тематическим стержнем семинаров по турбулентности и уравнению Навье —Стокса 1976—1977 гг, стали работа Лоренца 1963 г. [563] о непериодическом характере движений трехмодовой модели конвективной турбулентности и работа Рюэля и Такенса 1971 г. [627], содержавшая новые предположения о природе турбулентности. Эти работы были переизданы и именно вокруг них сконцентрировались многие из последующих работ. [c.80]

Уравнения Лоренца допускают чисто механическую модель, предложенную С. И. Злочевским и состоящую из двух твердых [c.289]

Как уже говорилось, система уравнений Лоренца является простейшей (трехмодовой) моделью конвективной турбулентности. В классической задаче о плоском слое жидкости, подогреваемом снизу, эта система выделяется из более полной системы уравнений, если ограничиться первыми прос гранственными гармониками компонент скорости, нулевыми, первыми и вторыми пространственными гармониками температуры [217]. Очевидно, что вследствие этих ограничений система Лоренца справедлива лишь вблизи порога возникновения конвективных валов, т. е. при значениях г, близких к единице. При больших г надо учитывать более высокие пространственные гармоники, и уравнения типа Лорепца становятся неадекватными. Такой учет произведен в работе [574], где показано, что характер решения существенно зависит от числа учитываемых мод. [c.334]

Параграф 2 главы 1 посвящен синергетическому исследованию явления самоорганизуемой критичности, которое отличается от фазового перехода тем, что система претерпевает критическую перестройку в отсутствие внешнего воздействия. Основная особенность такого режима состоит в том, что эволюция стохастической системы протекает самоподобным образом, в связи с чем ее функция распределения имеет степенную асимптотику. В п. 2.1 показано, что такое поведение наблюдается при течении сыпучей среды по наклонной плоскости (модель зап(1рПе). Образование одиночной лавины представляется системой Лоренца, параметризуемой компонентами скорости и наклоном поверхности, величины [c.7]

В 3 главы 1 синергетический подход используется для описания термодинамических (п. 3.1) и кинетических (п. 3.2) переходов. При описании первых в качестве параметра превращения используется плотность сохраняющейся величины, а во втором случае — сопряженный ей поток. Наше рассмотрение основывается на уравнении непрерывности и соотношении Онзагера, обобщение которых на нестационарный случай приводит к системе Лоренца. В этой связи можно предполагать, что развитый формализм представляет синергетическое обобщение физической кинетики. В п. 3.3 показано, каким образом уравнения Лоренца следуют из полевого подхода. Важная особенность сильно неравновесных систем состоит в том, что их поведение определяется как одиночными возбуждениями фермиевского типа, так и коллективными — бозевско-го. Поэтому последовательная микроскопическая теория таких систем должна носить суперсимметричный характер. Соответствующая техника изложена в 4 главы 1, где сначала (п.4.1) проведена микроскопическая интерпретация модели Лоренца. Показано, что она отвечает простейшему выбору гамильтониана бозон-фермионной системы. В п. 4.2 представлен суперсиммефичный лафанжев формализм, позволяющий воспроизвести уравнения Лоренца, в которых роль управляющего параметра ифает энтропия (см. также Приложение В). Использование корреляционной техники в п. 4.3 позволяет самосогласованным образом описать эффекты памяти и потери эргодичности в процессе самоорганизации. Получены [c.8]

Теория переноса, определяющегося легкой примесью в тяжелом газе, оказывается сравнительно простой благод.чря возможности использовать модель газа Лоренца. Однако прежде чем переходить к использованию такой модели для описания неравновесных потоков, укажем, что решение пулевого приближения для распределения легких частиц [ср. (9.6)] [c.327]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...