Магнитное взаимодействие и гармоник

НЛО, например, получение гармоник, смешение света, самофокусировку, вынужденное комбинационное рассеяние (см. гл. 3 и 4), которые не могут быть объяснены на основании материального уравнения линейной оптики. То обстоятельство, что при не слишком больших напряженностях поля величина превалирует над не означает, что р1 является каким-то дополнительным членом к обусловленным побочными эффектами или свойствами. Существование нелинейной части поляризации непосредственно связано с основными физическими закономерностями (см. гл. 2), например с зависимостью потенциала точечного заряда от расстояния по закону 1/г, с существованием силы Лоренца, с взаимодействием электронного и ядерного движений в атомных системах или в магнитном случае с фундаментальной зависимостью между магнитным моментом и моментом количества движения протонов и вообще атомных ядер. [c.41]

Выражение для магнитного взаимодействия ядерного момента с электронным спином = (г )е I ( 1 1 г )е) получается умножением (VI.31) на электронную плотность д == г ) фе и интегрированием по координатам электрона. Для г ф О как видно из (VI.31), представляет собой регулярную функцию, первый член которой равен 2р[3 (8 г) ( Ц1 г)/г —8 и1/г ] обычное- диполь-дипольное взаимодействие), а второй член, согласно уравнению Лапласа, равен нулю. При г О первый член в (VI.31) ведет себя при вращении системы координат как сферическая гармоника второго порядка. Отсюда, если ре разложить в ряд по сферическим гармоникам не равный нулю вклад в (г )е г )е) [c.167]

Экспериментальное наблюдение осцилляций, отвечающих собачьей кости и четырехугольной розетке для направлений соответственно < 110> и < 1(Ю> (и в небольших областях близлежащих направлений), а также отсутствие осцилляций на центральном сечении при ориентациях вблизи < 110> дают убедительное доказательство того, что низкочастотные осцилляции при ориентации <1П> действительно отвечают шейкам , предусмотренным в модели Пиппарда. Осцилляции, соответствующие шестиугольной розетке , до сих пор наблюдались только в Ag и лишь несколько косвенным методом. Как будет обсуждаться в п. 6.7.1.3, наблюдать эти осцилляции трудно, поскольку на них накладывается сильная вторая гармоника осцилляций на центральном сечении, связанных с магнитным взаимодействием (частота этой гармоники всего на превышает ожидаемую для шестиугольной розетки ). [c.246]

Как уже упоминалось, эксперименты, проведенные на благородных металлах в импульсных магнитных полях [389], впервые натолкнули на мысль о магнитном взаимодействии. Подобные эффекты вскоре после этого наблюдались на бериллии [349]. Хотя повышенное содержание гармоник и аномальные зависимости амплитуды от температуры и поля в грубом приближении совпадали с предсказаниями теории, описанной в разд. 6.3, ранние эксперименты оказались совершенно недостаточными для критической проверки теории. Лишь несколько позже было предпринято систематическое исследование этого вопроса [64, 97, 400], и эти эксперименты, подтвердив в основном выводы теории, породили ряд загадок, требующих объяснения. Было ясно, что причина наблюдавшихся рас- [c.335]

Демпфирование роторных колебаний в насосных установках. Сложение колебаний ротора насоса, вызванных пульсацией расхода и давления, с колебаниями ротора электродвигателя, являющимися следствием взаимодействия магнитных сил,, образует гармоники, влияющие на уровень звука и вибрацию насосной установки. Для демпфирования этих колебаний применяют соединительные муфты с упругими элементами различной конструкции. В гидроприводе преимущественное распространение получили муфты с резиновыми элементами, отличающимися высокими компенсационными свойствами и хорошей демпфирующей способностью при сравнительной простоте конструкции и отсутствии специальных требований к уходу при эксплуатации. [c.77]

Электромагнитные возбудители колебаний (ЭМВ) создают силу в результате взаимодействия ферромагнитного якоря с переменным магнитным полем, возбуждаемым магнитной системой в воздушных зазорах между якорем и ее полюсами. Если в зазорах магнитной системы ЭМВ действует только переменная составляющая магнитного поля Ф и отсутствует постоянная составляющая Фо, якорь испытывает притяжение к полюсам дважды за период переменного тока. Основная гармоника переменного тока совершенно отсутствует в спектре частот переменной силы. Кроме того, на якорь действует постоянная составляющая переменной силы, притягивающая его к полюсам. Поляризация магнитной системы постоянным магнитным полем исключает удвоение частоты колебаний, но увеличивает постоянную составляющую переменной силы [c.267]

После обсуждения в гл. 1 общих свойств соотношения Р. Е,) перейдем к рассмотрению особенностей поведения электронов, атомов и молекул при их взаимодействии с электромагнитными полями, с учетом нелинейных эффектов. В 2.1 будет исследовано возникновение поляризации в системе несвязанных носителей заряда (плазма) под действием электромагнитного поля. Поляризационные свойства электронов в атомах и молекулах описываются в 2.2 мы придем к модельным представлениям, позволяющим объяснить такие важные эффекты НЛО, как получение высших гармоник и смешение света. Два следующих параграфа посвящены изучению взаимодействия электрических полей с молекулами. В этой связи будут описаны эффекты ориентации анизотропных молекул ( 2.3), позволяющие объяснить специфические особенности распространения волн в НЛО, например самофокусировку. Кроме того, рассматривается взаимодействие с оптическими молекулярными колебаниями ( 2.4), приводящее к модели для объяснения вынужденного комбинационного рассеяния. Взаимодействие с акустическими колебаниями обсуждается в 2.5 и на этой основе дается интерпретация вынужденного бриллюэновского рассеяний. Если первые пять параграфов настоящей главы посвящены исследованию возникновения поляризации, то в 2.6 рассматривается намагниченность системы атомных ядер под влиянием внешних магнитных полей. Соответствующее решение уравнений Блоха для ядерной намагниченности приводит к появлению нелинейных компонент намагниченности, которые могут быть объяснены точно так же, как нелинейные компоненты электрической поляризации электронов, атомов и молекул. [c.103]

Радиальные силы с низким порядком колебаний возникают при взаимодействии магнитных полей порядка (р п) (v п) (ц п), (р п ) (v п ) ([А п ) с основным полем порядка р и обмоточными гармониками статора и ротора порядков v, fi. В качестве примера приведены следующие силы [c.60]

В анизотропных кристаллах с центром симметрии отличные от нуля магнитоэлектрические дипольные члены самого низкого порядка квадратичны по Ё и Я. Эти члены, вообще говоря, малы, но они могут оказаться важными при возникновении второй гармоники или взаимодействии между тремя волнами в присутствии большого статического магнитного поля. [c.292]

Один из основных источников шума, в выходном сигнале связан с возбуждением э.д.с. из-за вибраций приемной катушки в постоянном магнитном поле. Одна из причин таких вибраций, которую трудно полностью устранить, связана с взаимодействием тока в катушке модуляции с постоянным полем, и возникающий при этом шум имеет главным образом основную частоту ш. Таким образом, отношение сигнала к шуму в системе можно значительно увеличить, если детектировать сигнал на частоте гармоники, а не на основной частоте. [c.144]

В гл. 6 и 7 речь пойдет о магнитном взаимодействии и магнитном пробое соответственно — двух эффектах, не затронутых теорией, изложенной в гл. 2. Эти эффекты не только представляют интерес сами по себе, но в определенных случаях их влияние важно правильно учесть при истолковании экспериментальных данных, особенно данных по амплитуде. Гл. 8 посвящена температуре Дингла. В ней показано, какую информацию можно получить о временах электронной релаксации в образцах из разбавленных сплавов, где преобладает рассеяние на примесях, и о полях напряжений в чистых образцах, где размытие фазы является основной причиной уменьшения амплитуды. В последней гл. 9 рассматриваются методы измерения абсолютной фазы и получения значений g-фaктopa из подходящих измерений абсолютного значения амплитуды и числа высших гармоник. [c.45]

Наконец, следует упомянуть осложнения, связанные с двумя эффектами, которые мы еще не рассматривали магнитным взаимодействием и магнитным пробоем. Как мы увидим, оба этих эффекта могут приводить к появлению комбинационных и разностных частот, а высшие гармоники основных частот могут усиливаться магнитным взаимодействием по сравнению с предсказаниями теории Л К. До тех пор пока не установлено истинное происхождение таких неосновных ветвей F- пeктpa, анализ экспериментальных данных по частотам может давать всевозможные добавочные листы ПФ, которых в действительности вовсе не существует. Некото- )ые неосновные ветви частотного спектра показаны на рис. 5.23. Другое осложнение, вызванное магнитным пробоем, заключается в том, что первоначально не связанные друг с другом части ПФ при увеличении магнитного поля становятся связанными, т.е. ПФ как бы имеет разную форму при малых и больших полях (а в промежуточной области ситуация еще сложнее ). В последующих разделах мы ограничимся только упоминанием этих осложнений там, где они существенны, а более подробное обсуждение отложим до гл. 6 и 7. [c.228]

Теперь пора рассмотреть те осложнения, которые сопровождают метод ОАГ в любой его форме и которые мы до сих пор не принимали во внимание. Дело в том, что те же самые условия (т.е. низкие температуры и большие поля), которым необходимо удовлетворить, чтобы амплитуды гармоник, определяемых формулой ЛК (ЛК-гармоник, как будем их называть), имели заметную величину, совпадают с условиями появления гармоник, обязанных магнитному взаимодействию (МВ-гармоник). МВ-гармоники оказываются сравнимыми или даже больше ЛК-гармоник для осцилляций, обязанных большим сечениям ПФ (т.е. для орбит на пузе в благородных металлах или для щелочных металлов). Их влияние менее существенно для меньших сечений ПФ, поскольку их амплитуда приблизительно пропорциональна Г VI/ " I и ооычно совсем несущественно при Р < 10 Гс. [c.529]

Такое возмущение тока нарушает азимутальную симметрию магнитного поля и приводит к резонансам магнитных линий. В случае цилиндрической симметрии одна винтовая мода приводит к образованию только одного резонанса, и конфигурация магнитного поля остается регулярной. Однако с учетом тороидальности появляются новые резонансы. Например, винтовая мода с / = 2 и я = 1 приводит к образованию одного резонанса второй гармоники на магнитной поверхности I = л. Тороидальность же добавляет к нему резонанс третьей гармоники при I = 2я/3. В токамаках обычно обе резонансные поверхности расположены в области, занятой плазмой. Структура магнитных поверхностей в этих условиях, полученная путем численного моделирования для стационарной винтовой моды, показана на рис. 6.26. В данном случае область стохастических магнитных линий оказалась незначительной. Однако если присутствует еще и винтовая мода с / = 2, и = 2, то область стохастичности резко увеличивается. Результаты численного моделирования эволюции двух этих мод путем решения самосогласованных уравнений для частиц и поля показаны на рис. 6.27 для четырех моментов времени. На первом кадре ясно видны резонансы с I = к и I = 21г/3. На втором кадре виден результат взаимодействия между резонансами — большая часть магнитных линий в в районе резонанса I = к стала стохастической. На третьем кадре стохастичность распространяется и на область резонанса I = 2л/3. И наконец, на четвертом кадре показана заключительная стадия эволюции, которая привела практически к полному разрушению магнитных поверхностей. Связанное с этим резкое изменение распределения тока по сечению камеры считается причиной неустойчивости срыва в токамаках. [c.404]

Еще одна любопытная особенность эффекта дГвА, которая наблюдалась для благородных металлов в сильных магнитных полях, — осцилляции с аномально высоким числом высших гармоник [389]. Оказалось, что это тоже интересный эффект, связанный с магнитным взаимодействием, т.е. проявлением того, что электроны видят магнитную индукцию а не поле Н, Обычно этим можно цренебречь, что и было сделано в формуле ЛК. Однако в сильных полях и при достаточно низких температурах амплитуда Аж(Ш/дВ может возрасти настолько, что различие между В VI Н станет существенным, а это может привести к ряду необычных эффектов типа смешения частот, а также к изменению амплитуд гармоник (по сравнению с предсказанием теории, пренебрегающей магнитным взаимодействием). Лучшее понимание этого явления, достигнутое в 60-х годах, помогло справиться с многими трудностями в интерпретации спектров осцилляций дГвА и в некоторых приложениях, упомянутых ниже. Подробный обзор дан в гл. 6. [c.42]

Вольфрам служит хорошим примером одного из ранних определений ПФ переходных металлов, выполненного достаточно детально [165]. Сложность спектра частот дГвА (определенных усовершенствованным методом импульсного поля) демонстрируется рис. 5.23. Как упоминалось ранее, в дополнение к основным ветвям Р-спектра появляется также много неосновных ветвей (гармоник и комбинационных частот, обязанных магнитному взаимодействию). Последовательная расшифровка спектра была осуществлена главным образом с помощью модели ПФ, основанной на расчетах зонной структуры из первых принципов и слегка модифицированной для согласования с экспериментальными данными. ПФ в окончательном виде показана на рис. 5.24. Оказалось возможным аналитически описать детали различных листов с помощью довольно сложных формул, включающих значительное число подгоночных па- [c.273]

В большинстве ранних работ, посвященных резонансным нелинейным взаимодействиям волн, среда считалась безграничной и однородной. Серьезное внимание к раснадным процессам в неоднородных средах было привлечено в связи с проблемой преобразования энергии мощного лазерного излучения в плазменные колебания. Уже из первых работ, посвященных резонансным волновым взаимодействиям в неоднородных средах, следовало, что неоднородность существенно изменяет характер этих процессов [6—8]. Так, в работе [6] обнаружено, что запрещенная условиями фазового синхронизма генерация второй гармоники в плазме без магнитного поля возможна в неоднородной плазме в области, где становится близкой к нулю диэлектрическая проницаемость волны на основной частоте. [c.104]

Рис. 11.8. Схема лазеров на свободных электронах а — убитрон (генератор, роль системы накачки в котором выполняет периодическая магнитная система 1) в спектре тока пучка возникают гармоники, скорость которых больше скорости света они и взаимодействуют с полем резонатора сигнала 2 б — скаттрон (генератор с зеркальным отражением от быстро движущегося переднего фронта пучка электронов 1) в — скаттрон (генератор с рассеянием волны накачки на возмущениях плотности 1, вызванных комбинационной волной на частоте Шг — Ше приводящим к появлению сигнала накачка (индекс i) и сигнал (индекс в) могут соответствовать различным типам колебании электродинамической структуры) г, д— схема модели скаттрона, используемой в теории

Необходимо еще включить в уравнение (4.41) член, пропорциональный 8 8 , а в уравнение (4.42) —член, пропорциональный . Как только интенсивность волны третьей гармоники достигнет заметной величины, начнется генерация четвертой гармоники и т. д. К счастью, оказывается возможным изменить постоянную распространения ультразвуковой волны путем использования ее взаимодействия с парамагнитными ионами. Спиновые уровни последних могут быть настроены на акустическую частоту с помощью внешнего магнитного поля такая настройка приводит к появлению поглощения и аномальной дисперсии для ультразвуковых волн. Соответствующие эксперименты были выполнены Ширеном в кристалле M.gO с присадкой ионов N1 + или Ре + этим мето- [c.149]

ДОМ ему удалось подавить третью гармонику. Математически влияние парамагнитных ионов может быть описано добавлением к модулям упругости в волновом уравнении комплексной величины АСмагн- В упрощенных уравнениях первого порядка магнитное возмущение учитывается добавлением к правой части уравнения (4.43) члена Д J aгнP з5з. Действительная часть величины АСмагн вызывает рассогласование фазовых скоростей, а мнимая часть — поглощение волны 5з. Вблизи магнитного резонанса обе части дают вклад в подавление волны третьей гармоники 5з. Поэтому уравнения (4.41) и (4.42) оказываются для этого случая хорошим приближением. Описанным методом Ширен [6] получил экспериментальные точки (см. фиг. 12), удивительно хорошо совпадающие с теоретической кривой, рассчитанной для случая взаимодействия только двух волн. В случае когда третья гармоника не подавлена, амплитуда основной волны как функция начальной амплитуды спадает более медленно. В этом случае, характеризуемом отсутствием дисперсии, генерируются все гармоники, и решение дается формулами типа (3.27) и (3.29). [c.150]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...