Атомное слагаемое

Первые две из этих формул уже обсуждались выше. Величины а обозначают внутренние атомные слагаемые, составляющие величину р и выражающие влияние потенциальных полей в непосредственной близости от определенных атомов или атомных групп. [c.248]

В табл. 31 и 32 приведены величины внешних атомных слагаемых и внутренних атомных слагаемых а для различных видов связей. [c.248]

Химическая связь атомное слагаемое А Химическая связь атомное слагаемое А [c.249]

Внутреннее атомное слагаемое а [c.249]

Атомное слагаемое 248 Аэрозоли 488 [c.714]

Молекулярный интеграл—матричный элемент одного из слагаемых электронного гамильтониана молекулы в базисе молекулярных или атомных орбиталей. [c.270]

Каждое из этих слагаемых зависит от энергии у-кванта и атомного номера вещества по-разному. В качестве примера приведем зависимость t от /гсо для свинца и алюминия (рис. 67). [c.155]

П4.5.3. Деление тяжелых ядер. Аналогичные соображения можно привести и для процесса деления тяжелых атомных ядер, полагая, что полная энергия ядра в основном состоянии равна Т + /я + +(7к- Здесь Т — кинетическая энергия нуклонов 11 ,11 — потенциальная энергия ядерного и кулоновского взаимодействия, причем, основываясь на капельной модели ядра, естественно предположить, что (7я распадается на два слагаемых, одно из которых пропорционально объему ядра, а другое — его поверхности, т. е. [c.516]

Если все атомы среды находятся в основном состоянии, которому соответствует наинизшая энергия Е , то в дисперсионную формулу входят только слагаемые с частотами Ы(,, соответствующими переходам атома из основного состояния в возбужденные. Вклад каждого возбужденного состояния в атомную поляризуемость определяется силой осциллятора /. Сила осциллятора пропорциональна вероятности спонтанного перехода из соответствующего возбужденного состояния в основное. [c.93]

В действительности предлагаемый подход применим к довольно широкому кругу задач не только ядерной, но и атомной физики, а также физики твердого тела, где нужно описать взаимодействие двух комплексов, представляющее собой сумму дальнодействующего Vl (радиус действия и короткодействующего (радиус действия Rg) слагаемых. Роль Vl может играть прежде всего КВ, для которого радиус Rl [c.298]

Сумма гамильтонианов (10.4), (10.13) и (10.21) дает нам гамильтониан, который описывает взаимодействие поля с набором атомов. Но этого суммарного гамильтониана еще недостаточно для описания лазера, так как поле и атомы связаны с соответствующими им термостатами (резервуарами). Действие термостатов на операторы поля и на атомные операторы можно учесть с помощью дополнительных слагаемых в полном гамильтониане (10.1) — операторов Яв,, //в,-/, Нв,, Ив -А- В отличие от операторов Я/, На и Я , явный вид этих дополнительных гамильтонианов нам не понадобится. Нам достаточно знать только некоторые, весьма общие свойства этих гамильтонианов. Основная идея следующего шага состоит в исключении переменных термостата, неявно содержащихся в операторах Яв,,. ... Нв,-А- Это можно сделать двумя способами либо в рамках квантовомеханического уравнения Ланжевена, либо в рамках уравнения для матрицы плотности. В разд. 10.3 и 10.4 мы будем следовать первому подходу, а разд. 11.1 посвятим второму. [c.254]

В полной аналогии с выражением для совместного атомно-полевого измерения, в данном случае совместного измерения атомного движения и поля сначала происходит суммирование всех амплитуд вероятности, а затем берётся квадрат модуля получившегося выражения. Следовательно, это распределение вероятности определяется суммой когерентных слагаемых, то есть зависит от интерференции многих амплитуд вероятности. [c.621]

Первое слагаемое в правой части уравнения (2.61-1) может быть интерпретировано на основании уравнения движения для магнитного дипольного момента свободного атомного ядра, причем при переходе к намагниченности системы ядер некоторого макроскопического образца должны быть сделаны определенные дополнительные допущения. [c.151]

Первое слагаемое есть оператор Гамильтона атомной системы, причем Ь+, Ь — операторы Паули, удовлетворяющие перестановочным соотношениям для фермионных операторов (ср. разд. В2.25) йсо равно разности энергий верхнего и нижнего уровней. Сумма X есть [c.116]

Член взаимодействия Я состоит из двух слагаемых. Одно из них зависит линейно, а другое квадратично от вектора-потенциала. Учитывая, будущее квантование, мы записали первое слагаемое в форме симметричной зависимости от р. и А.. Произведем сравнение порядков величин линейного и квадратичного членов для типичного примера оптического электрона, т. е. электрона, связанного с атомным остовом. Рассмотрим одну моду с частотой со и с волновой амплитудой А вектора-по- [c.177]

В более сложных случаях взаимосвязи между атомной и диссипативной системами (ср. заключительное замечание в п. 2.272) дополнительное взаимодействие с когерентной системой также может быть учтено путем введения членов типа третьего слагаемого в правой части уравнения (2.24-5) в соответствующем уравнении движения [В2.27-2). [c.210]

В свое время, после открытия деления урана, теория капиллярных волн была с успехом применена к исследованию устойчивости атомного ядра по отношению к его делению на две приблизительно одинаковые по размерам части. Созданная теория основывалась на том, что между частицами в ядре действуют близкодействующие силы, которые похожи на силы поверхностного натяжения в жидкости (между молекулами тоже действуют силы близкодействия). Такому поверхностному натяжению в ядре противостоят дальнодействующие силы — силы кулоновского расталкивания протонов. Для частоты колебаний сферического ядра получается формула, подобная (5.59) при кН 1, только первое слагаемое в правой части имеет электрическое, а не гравитационное происхождение, и перед ним стоит знак минус (кулонова сила направлена по внешней нормали к поверхности). Из этого соотношения [c.104]

Каждое слагаемое представляет собой просто среднее значение потенциала (вычисленное с помощью атомных волновых функций), создаваемого на данном ионе всеми его соседями. В идеальном кристалле эта величина не зависит от /, так что сумма таких слагаемых по всем /, деленная на М, есть просто [c.174]

Рассмотрим теперь простейший случай, когда энергетическая зона возникает из атомного 5-состояния. Мы еще больше упростим задачу, предположив, что атомы образуют простую кубическую структуру. Обратимся к рассмотрению зависящего от к слагаемого в энергии, возникающего из-за перекрытия волновых функций, ближайших соседей. Интеграл, фигурирующий в каждом слагаемом, есть [c.175]

Если мы начнем теперь уменьшать межатомные расстояния так, что атомные волновые функции начнут перекрываться, то при выборе базиса в виде блоховских функций появится выигрыш в энергии уже за счет одноэлектронных слагаемых энергии. В конечном итоге мы выигрываем и в полной энергии, и основное состояние будет описываться произведением не одноатомных, а блоховских функций. Мотт предположил, что этот переход, называемый переходом Мотта, происходит резко (хотя это точно и не установлено). [c.183]

ВНЕШНИЕ АТОМНЫЕ СЛАГАЕМЫЕ А НЕКОТОРЫХ ТИПОВ ХИМИЧЕСКИХ СВЯЗЕЙ (по Шаафсу) [c.249]

Выше уже отмечалось, что наиболее устойчивыми являются ядра с четным Z и четным N = А — Z. Более детальное рассмотрение этого вопроса показывает, что все ядра можно по их устойчивости разделить на три группы. В первую группу входят наиболее устойчивые четно-четные ядра во вторую — менее устойчивые четно-нечетные и нечетно-четные ядра (с нечетным массовым числом А) и, наконец, в третью — нечетно-нечетные ядра, которые, как правило, нестабильны (известны только четыре стабильных ядра такого типа iH , aLi , 5В ° и yN " ). В связи с этим масса атомных ядер с данным четным массовым числом А = = 2п = onst при последовательном изменении заряда ядер Z на единицу (переводящем ядро из первой [группы в третью и наоборот) меняется не плавно, а скачкообразно. Такой характер изменения массы ядер с изменением Z не предусмотрен формулой (2.35), поэтому для четно-четных ядер она дает завышенное значение массы, а для нечетно-нечетных — заниженное. Чтобы формула правильно лередавала значения масс всех ядер, в нее надо внести еще одно добавочное слагаемое S, равное [c.47]

Некоторые физические системы имеют ограниченное движение, состоящее из малых перемещений относительно положения устойчивого равновесия. Примером такого движения является механическое колебание атомной решетки, как это имеет место в кристалле. Это движение сложное, но может быть представлено в виде суммы конечного числа простых гармонических колебаний. В общем случае каждое слагаемое, т. е. простое гармоническое колебание, соответствует движению всей рещетки. Эти простейщие слагаемые называются главными или нормальными колебаниями системы. [c.48]

Рассеяние нейтронной волны на одиночном ядре описывается с помощью т. н, амплитуды рассеяния Ь, имеющей смысл амплитуды сферич. волны, испускаемой ядром, если на него падает плоская возбуждающая волна единичной амплитуды. Амплитуда рассеяния зависит от массового числа ядра А, его заряда2, а также от относит, ориентации спинов нейтрона и ядра. Поэтому сумма сферич. волн, рассеянных ансамблем нетождеств. ядер, состоит из слагаемых с разл. амплитудами. В Н. с. важна усреднённая амплитуда (Ь), наз. когерентной амплитудой рассеяния. Усреднение амплитуд проводится по спиновым состояниям, изотопному и химическому составу ансамбля ядер, эквивалентных в структурном отношении. Среднеквадратичная флуктуация (Ь ) — (6) определяет интенсивность некогерентного рассеяния. Интенсивность когерентного рассеяния — дифракции нейтронов зависит от атомной структуры вещества, тогда как интенсивность некогерентного рассеяния к структуре нечувствительна. [c.284]

Процесс дифракции рентг. волны в искажённом дефектами кристалле рассматривается в разл. приближениях кинематич. и динамич. теорией (см. Дифракция рентгеновских лучей). В обоих случаях влияние искажений атомной структуры на дифракцию описывается параметром локального отклонения положения атомных плоскостей кристалла от брэгговского tg9 б(//(i 69, где 6 — угол Брэгга, первое слагаемое [c.354]

СПИНОВЫЙ ГАМИЛЬТОНИАН — оператор анергии спиновой подсистемы атомов, ионов, молекул и твёрдых тел, выражающийся через операторы спина электронов и нуклонов, составляющих эти физ. объекты (см. Гамильтониан). Полный С. г. можно разбить на два слагаемых — квазиклассический и обменный С. г. (не имеющий классич. аналога). С. г. широко применяется в физике магн. явлений для описания разл. свойств магнетиков, в т. ч. типов магнитных атомных структур, магн. ветвей спектра элементарных возбуждений, термодинамач. величин в упорядоченных магн. системах (включая описание магнитных фазовых переходов), разл, видов магнитного резонанса и т. И. (см. также Парамагнетизм). [c.641]

ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКИЙ ПОТЕНЦИАЛ—аналог химического потенциала для систем, содержащих заряж. частицы (ионы, электроны, дырки) характеризует состояние к.-л. заряж. компонента i в фазе а при определ. внеш. условиях (темп-ре, давлении, хим. составе фазы и электрич. поле). По определению, Э. п. = (й<3/йп )7-,р, , где G—значение Гиббса энергии, учитывающее наличи гтек-трич. поля в фазе а я,—число молей компонента i в этой фазе. Э, п. можно определить также как умноженную на Аеогадро постоянную работу переноса заряж. частицы i из бесконечно удалённой точки с нулевым потенциалом внутрь фазы а. Во мн. случаях Э. п. формально разбивают на два слагаемых, характеризующих хим. и электрич. составляющие такой работы (1 = ц -1-7, ф, где ц — хим. потенциал частицы в фазе а г,- — заряд частицы с учётом знака, F—Фарадея постоянная, ф —электрич. потенциал. ЭЛЕКТРОЙДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ—ядерные превращения, идущие при рассеянии электронов атомными ядрами. Согласно представлениям квантовой электродинамики, рассеяние электронов на нуклоне происходит путём обмена виртуальными у-квантами. В большинстве случаев достаточно ограничиться обменом одним у-квантом. Отличие виртуальных у-квантов от реальных состоит в том, что для последних имеет место однозначная связь между переданной нуклону энергией Лео и импульсом р. Для виртуальных у-квантов такое равенство не имеет места, что позволяет при рассеянии электронов варьировать независимо каждую кинематич. переменную. [c.595]

При растяжении (или сжатии) без изгиба суммарная деформация е равна г=а1Е+Ёр +ед+а1. Первое слагаемое в правой части соответствует упругой деформации, второе — быстрая (практически мгновенная) иластич. деформация в момент приложения нагрузки третье — деформация П., растущая со временем четвертое — температурная деформация а — коэфф. линейного расширения, t — разность темп-р). Величины в и в определяются различными физич. "процессами и потому их следует разграничивать. В условиях установившейся П. а, t, е от времени не зависят и потому rfe/rft== —dz ldx, т. е. со временем меняется лишь g. Расчеты па П. позволяют определять напряжения, деформации и время работы в условиях П., исходя из св-в данного материала, задаваемых или графически — кривой П., или нек-рыми хар-ками сопротивления П. Такие расчеты проводят Гл. обр. для стадии установившейся П., предполагая, что Spp ajE. Существуют расчеты на 11. для тонкостенных и толстостенных труб, пластин, вращающихся дисков, турбинных лопаток и диафрагм, фланцев, оболочек, пружин, валов и т. д. П. играет важнейшую роль для материалов паропроводов, паровых котлов, турбинных лопаток, частей атомных реакторов, ракет и др. деталей, длительно подвергаемых механич. и термич. нагрузкам и нагреву. Ввиду отсутствия в б. ч. случаев соответствия между кратковременными ( статическими ) испытаниями и испытаниями на П. оценка жаропрочных сплавов проводится в значит, море по их сопротивлению П. [c.7]

Первое слагаемое в этом выражении представляет собой колебательную энергию в циркулярно поляризованном поле, а второе — малую поправку к нему. Таким образом, все уровни сгущаются к единому значению, что и представляет собой коллапс атомного спектра в случае сверхатомных высокочастотных полей. Этот эффект показан на рис. 10.3 для наинизших состояний атома водорода (с главным квантовым числом п от 1 до 4 и определенными орбитальными квантовыми числами). [c.256]

Первые два слагаемых в правой части этого уравнения отвечают действию термостата на электрон. Величина в скобках связана с взаимодействием электрона с полем, а последнее слагаемое представляет собой флуктуационную силу. Уравнения (10.78) — (10.80) и (10.74) — это основная система уравнений для лазера. Для полноты отметим, что атомные флуктуационные силы и флуктуацион- [c.261]

Если расфазировка атомных диполей происходит не только при реальных переходах, но и при виртуальных, то к правой части равенства (11.100) нужно добавить следующее слагаемое (в нем Г) = 2Д) [c.308]

Пусть в ц-й моде (частота Юц, единичный вектор поляризации ву1.) в результате атомного перехода из состояния А,аУ в состояние ё л.е) излучавтся один фотон. Согласно разд. 1.22, только слагаемое Ей. из Е. может [c.268]

Вокруг дислокации существует поле упругих напряжений. Например, в случае краевой дислокации под краем неполной атомной плоскости находится область растяжения, а над этим краем — область сжатия. Поэтому структурное несоответствие зародыша и исходной фазы может быть частично или полностью скомпенсировано дислокацией, что служит одной из причин предпочтительного образования на дислокациях зародышей с полуко-герентными и некогерентными границами. При образовании такого зародыша упругая энергия решетки исходной фазы в некоторой области вблизи линии дислокации уничтожается. Это значит что в формуле (25) слагаемое Д/ упр имеет минус упругая энергия дислокации способствует зарождению, суммируясь с движущей силой превращения Д об. По одиой из оценок, в результате этого скорость зарождения на дислокациях в 10 раз больше скорости гомогенного зарождения. [c.139]

Эта трудность, возникающая при чисто формальном вычислении и и имеет лишь кажущийся характер. На самом деле атом никогда не является изолированным, а находится в газе конечной плотности. Размеры электронной орбиты быстро возрастают при переходе к все олее высоким возбужденным состояниям электрора в атоме и в конце концов становятся сравнимыми со средним расстоянием между частицами газа, которое равно примерно г N 4 (здесь через N мы обозначили число частиц в 1 см ). Траектории электронов, движущихся по таким большим орбитам, искажаются благодаря наличию соседних частиц, и электрон, который удален от атомного остатка на расстояние, сравнимое со средним расстоянием между частицами газа, по существу, не отличается от свободного, а столь высоко возбужденный атом не отличается от ионизованного. Таким образом, конечность плотности газа налагает ограничение на число возможных возбужденных состояний атома и число слагаемых в электронной статистической сумме, а также ограничивает среднюю энергию возбуждения атома. [c.171]

Полный гамильтониан состоит из трех слагаемых Ж А, ког и ж случ- Член Ж А определяет невозмущенные энергетические уровни атомной системы, ког — взаимодействие этой системы с одним или с большим числом приложенных монохроматических полей, а Ж случ представляет собой гамильтониан случайных взаимодействий, который включает не только уже обсуждавшиеся фотонные и фононные релаксационные процессы, но и приложенные случайные поля накачки. Бели, найример, лазерный кристалл освещается импульсной ламлой, то на него действуют случайные поля, характеризуем >1е различными температурами в зависимости от хара1Йтера освещения. В этом случае вероятности перехода йод действием случайных полей удовлетворяют следующем соотношениям [c.386]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...