Система слабо наблюдаемая

Температурная зависимость физических и термодинамических свойств расплавленных интер металлических соединений требует дальнейшего изучения. В некоторых случаях обнаруживается скачкообразное изменение структуры при температурах выше точки плавления, в то время как сведения по дифракции дают основание предполагать, что структурное разрушение происходит постепенно. В некоторых соединениях с более сложной структурой, как и в некоторых чистых металлах, постепенное разрушение твердого состояния происходит несколько выше (50 град) наблюдаемой точки плавления. В этот момент первой ступенью плавления, возможно, будет разрушение слабых сил Ван-дер-Ваальса, удерживающих вместе более прочно соединенные структурные единицы, затем следует более плавное разрушение этих единиц. В некоторых случаях такие жидкости могут затвердевать со структурой, подобной структуре стекла. Оказывается, что в подобных системах существует связь между структурами жидкости и твердого состояния не в том смысле, что одна порождает другую, а что обе обусловлены факторами, которые, по крайней мере, качественно не изменяются при плавлении. [c.177]

В случае слабого возмущения ХН можно ожидать, что диагональные элементы матрицы плотности (2.5.29) будут медленно меняться со временем по сравнению с недиагональными элементами, поэтому вклад последних в средние значения динамических переменных будет мал на достаточно грубой шкале времени. Па основании этих соображений естественно выбрать диагональные элементы матрицы плотности в качестве наблюдаемых и вывести для них обобщенное кинетическое уравнение, которое и будет описывать неравновесный процесс в системе. [c.139]

Подведем итоги. Мы убедились в том, что с точки зрения общей теории неравновесных процессов стандартный метод временных функций Грина основан на граничном условии полного ослабления корреляций в отдаленном прошлом, которое эквивалентно граничному условию Боголюбова к цепочке уравнений для классических функций распределения или квантовых многочастичных матриц плотности. Как мы знаем, при таком выборе граничного условия корреляционные эффекты проявляют себя как эффекты памяти в кинетических уравнениях. Поэтому марковские кинетические уравнения, получаемые в стандартном методе функций Грина, применимы только к системам, которые достаточно хорошо описываются в рамках модели слабо взаимодействующих квазичастиц. Для систем с сильными корреляциями нужно вводить новые граничные условия, учитывающие динамику корреляций в системе. Обратим внимание на то, что предельные значения (6.3.108) временных функций Грина выражаются через квази-равновесные функции G , в которых усреднение производится со статистическим оператором зависящим от времени через макроскопические наблюдаемые Р У. Таким образом, соотношение (6.3.108) показывает, что в общем случае предельные гриновские функции зависят от макроскопической эволюции системы. Иначе говоря, уравнения движения для временных гриновских функций должны рассматриваться совместно с уравнениями переноса для Р У. В параграфе 4.5 первого тома был рассмотрен пример такого объединения квантовой кинетики с теорией макроскопических процессов в методе неравновесного статистического оператора. Соответствующая техника в методе функций Грина пока не разработана, так что читателю предоставляется возможность внести свой вклад в решение этой проблемы. [c.62]

Формула (П2.35) определяет так называемый поперечный эффект Доплера, наблюдаемый в тех случаях, когда источник движется перпендикулярно к линии наблюдения. Поперечный эффект Доплера в силу формулы (П2.35) зависит от (31 (т. е. является эффектом второго порядка малости) в сравнении с продольным эффектом, зависящим от Д. Поэтому поперечный эффект значительно слабее продольного с учетом малости величины 3 . Поперечный эффект является релятивистским эффектом и вызван различием течения времени в системах отсчета, связанных с источником и приемником волн. [c.445]

Гк И для диэтилового эфира [97] и бензола [101] при 20 °С. При этой температуре вследствие низкой плотности пара критический пузырек оказывается практически пустым,— случай неблагоприятный для кинетической теории зародышеобразования. По теории зародышеобразования значениям о = 0ц отвечают намного большие перегревы жидкости, чем наблюдаемые в опыте. Для эфира разрывное напряжение должно бы составлять 170 бар, а для бензола — 386 бар. Причину расхождения таких оценок с величиной максимально достигнутых растяжений видят обычно в несовершенстве контакта жидкости со стеклом. Но в то же время опыты на пузырьковой камере при более высоких температурах свидетельствуют о хорошем смачивании стекла диэтиловым эфиром и бензолом. Другой возможной причиной отмеченного расхождения является понижение эффективного поверхностного натяжения на границе очень маленьких зародышевых пузырьков. Б опытах по кавитации важно добиться получения воспроизводимых результатов, обеспечить условия, когда подавлено действие готовых центров и слабых мест в системе. Сама постановка задачи предполагает статистическую обработку [c.149]

Поведение угловой скорости вращения коллинеарных конфигураций от момента О является достаточно сложным (рис. 17). К монотонному спаданию графиков, характерному для плоского случая, накладывается их слияние, что приводит к достаточно запутанным кривым. Стоит отметить бесконечную величину угловой скорости, возникающую в момент рождения нового вихря из задачи двух вихрей. В рамках принятой модели это увеличение угловой скорости (ш оо при О (1к,к = 1, 2, 3) относится к разным траекториям, но если присутствует слабая диссипация, и константы энергии и момента медленно эволюционируют, то их возможно наблюдать и для конкретного движения (при этом в системе происходит также скачки давления). Конечно, дополнительным условием наблюдаемости [c.77]

Следуя схеме, изложенной в гл. 1, 2, рассмотрим теперь полное описание (21, , ( )) физической системы S, в котором множество всех наблюдаемых можно отождествить с множеством всех самосопряженных элементов С -алгебры Я. Пусть я 9iЯ (5ii) — представление алгебры Я. Тогда упорядоченный набор трех элементов (л (31), / ) порождает некоторое частное описание физической системы S, которое мы условимся называть частным описанием системы 2, ассоциированным с представлением я. Два представления естественно назвать физически эквивалентными, если ассоциированные с ними описания одинаковы . В литературе можно встретить разные определения физической эквивалентности, причем само понятие физической эквивалентности часто связывают с понятием слабой эквивалентности ) Но, во-первых, все эти определения на самом деле совпадают, а во-вторых, они однозначно выражают содержание, которое обычно вкладывают в понятие физической эквивалентности . Чтобы показать это, докажем следующую лемму [c.139]

В Н. с., как и в кристалле, вводят понятие ферми-уровня 8 р. Электропроводность а Н. с. зависит от расположения 8р относительно порогов подвижности. Если 8р находится вне полосы локализов. состояний, то а слабо зависит от Т (металлич. проводимость). Если 8р лежит внутри полосы, то о экспоненциально зависит от Т [аморфный полупроводник). По совр, представлениям порог подвижности существует лишь в трёхмерных Н. с. В одномерных и двухмерных Н. с. состояния локализованы при всех энергиях, так что при достаточно низких темп-рах электропроводность носит активационный характер. Низкотемпературные термодинамич. св-ва Н. с. определяются не только длинноволновыми фононами, но и локализованными двухуровневыми образованиями, возбуждение к-рых происходит за счёт туннелирования атома из одной позиции в другую. Этими возбуждениями объясняется наблюдаемая в нек-рых диэлектрич. стёклах линейная зависимость теплоёмкости от темп-ры и аномалии теплопроводности при очень низких темп-рах. ф М о т т Н., Электроны в неупорядоченных структурах, пер. с англ., М., 1969 Мотт Н., Дэвис Э., Электронные процессы в некристаллических веществах, пер. с англ., 2 изд., т. 1—2, М., 1982 Садовский М. В., Локализация электронов в неупорядоченных системах, УФН , 1981, т. 133, в. 2 Займан Дж., Модели беспорядка, пер. с англ., М., 1982. А. Л. Эфрос. [c.467]

В настоящее время на основе внешнего и внутреннего фотоэффекта строится бесчисленное множество приемников излучения, преобразующих световой сигнал в электрический и объединенных общим названием — фотоэлементы. Они находят весьма широкое применение в технике и в научных исследованиях. Самые разные объективные оптические измерения немыслимы в наше время без применения того или иного типа фотоэлементов. Современная фотометрия, спектрометрия и спектрофотометрия в широчайшей области спектра, спектральный анализ вещества, объективное измерение весьма слабых световых потоков, наблюдаемых, например, при изучении спектров комбинационного рассеяния света, в астрофизике, биологии и т. д. трудно представить себе без применения фотоэлементов регистрация инфракрасных спектров часто осуществляется специальными фотоэлементами для длинноволновой области спектра. Необычайно широко используются фотоэлементы в технике контроль и управление производственными процессами, разнообразные системы связи от передачи изображения и телевидения до оптической связи на лазерах и космической техники представляют собой далеко не полный перечень областей применения фотоэлементов для решения разнообразнейших технических вопросов в,современной промышленности и связи. [c.649]

На непрерывный спектр звезды в области его максимума накладываются скачки (резкие изменения интенсивности с частотой рис. 1), возникающие на границах спектральных серий наиб, обильных атомов. Основными являются балъмеровский скачок (ок. 3650 А) и лаймановский скачок (ок. 912 А). Поскольку в фотосфере градиент темп-ры направлен внутрь звезды, наблюдаемое излучение оказывается слабее в тех областях, где ниже прозрачность фотосферы (в областях спектра, где 3. а. наиболее прозрачна, видно излучение, испускаемое более глубокими и горячими слоями). Этим определяется характер скачков, а также тот факт, что спектральные линии обычно видны в поглощении. Градиент темп-ры в 3. а. приводит также к явлению потемнения к краю диска звезды, изучаемому по покрытию диска одной звезды другой звездой в затменных двойных системах. [c.62]

При энергиях е, выше 2 ГэВ угл. и энергетич. зависимости характеристик (сечений, поляризаций и др.) фотонных процессов и процессов взаимодействия между адронами схожи дифференц. сечения характеризуются направленностью вперёд, полное сечение о(ур) слабо зависит от энергии (рис. 1), а при е. ,>50 ГэВ медленно возрастает с увеличением энергии, что характерно для полных сечений взаимодействий адронов. Это сходство легло в основу векторной доминантности модели, согласно к-рой фотон взаимодействует с адронами, предварительно перейдя в адронное состояние — векторные мезоны р°, ш, ф и др. (имеющие такие же квантовые числа, как и фотон, за исключением массы). Возможность такого перехода ярко иллюстрируется резонансной зависимостью от энергии сечения процесса е- -е - К + К., обусловленного превращением пары е е в виртуальный фотон, а последнего—в векторный (р-мезон с последующим его распадом на пару К-мезонов (рис. 2). Эксперимент показал удовлетворит, применимость модели векторной доминантности для описания т. н. мягких эл.-магн. явлений, к-рые характеризуются малыми передаваемыми адронной системе импульсами (< 1 ГэВ/с). В простейшем приближении сечение адронного поглохцення фотонов на ядре с числом нуклонов А должно быть равно сумме сечений поглощения фотонов отд. нуклонами сг (у А ) = Аи (ур) [ст (уп) s ст (ур) ] (пунктирная кривая на рис. 3). Наблюдаемая более слабая зависи- [c.541]

В системе, не находящейся в равновесном состоянии, может одновременно протекать множество конкурирующих фазовых превращений, являющихся самопроизвольными процессами, и наблюдаемые изменения будут зависеть от различий в скоростях этих реакций. Однако скорости реакций довольно слабо зависят от величины движущей силы, поэтому вовсе не следует, что образовываться будут преимущественно равновесные фазы, и окончательному Достижению равновесного фазового состояния может предшествовать много довольно сложных изменений. Это особенно верно в случае превращений, при которых одна твердая фаза выделяется из другой при низких температурах, и в таких случаях большое значение имеет исследование явлений предвыделения. [c.229]

Голицын одним из первых обратил внимание на сильное замедление релаксации плотности. Он поставил серию интересных опытов [317], по сделанные им выводы нуждаются в некотором уточнении. Если заданы температура и давление вещества, то в состоянии термодинамического равновесия плотность закритической фазы однозначно определена этими параметрами. Наблюдаемые длительное время изменения плотности в частях системы свидетельствуют не об отсутствии такой однозначности, как думал Голицын, а о необычайно малой скорости приближения к равновесию. Еще более наглядно, чем в однокомпонентных системах, замедление установления вещественного равновесия около критической точки жидкость — пар проявляется в двойных смесях [328, 329]. Например, в [329] наблюдалось практически полное прекращение диффузии йода в углекислоте. Леонтович [330] показал, что для разбавленных растворов это явление обусловлено слабой зависимостью химического потенциала как от концентрации, так и от плотности. Теоретическое изучение [c.300]

Проблема, решенная в [27] и в Главе 8.3 А. П. Крайко и Е. И. Васильевым (Волгоградский Университет), как и задача о скачках, замыкающих МСЗ, имеет более чем полувековую историю. Речь идет о дифракции слабых скачков на клине в условиях так называемого парадокса Пеймана (ПП) . Условия ПП характеризуются такими углами при вершине клина и интенсивностями падающего скачка (ПС), при которых его отражение не может быть регулярным. С другой стороны, наблюдаемые в экспериментах картины нерегулярного отражения нельзя объяснить трехударной (по числу скачков - падающему, отраженному и стеблю Маха) теорией, которая для других условий дает адекватное описание экспериментов. В системе координат с началом в тройной точке (ТТ - точке пересечения указанных скачков), [c.213]

Рассмотрим в качестве примера молекулу Н2О. Электронная конфигурация ее основного состояния была приведена в табл. 33 (см. также табл. 41). Из занятых орбиталей в основном состоянии самой верхней орбиталью будет несвязывающая орбиталь 151. Следовательно, можно ожидать, что основное состояние иона НгО" , получающегося при удалении электрона с этой орбитали, должно быть практически столь же стабильно, что и основное состояние молекулы Н2О. Такую же стабильность можно ожидать и для тех ридберговских состояний молекулы Н2О, которые сходятся к основному состоянию иона НгО . Наблюдаемые состояния (Прайс [1015] и Джонс [631]) подтверждают этот вывод межъядерное расстояние ОН и валентный угол Н — О — Н, а также колебательные частоты отличаются лишь очень слабо от соответствующих значений для основного состояния. Как следствие, О—0-полосы определенно являются наиболее интенсивными в каждой системе полос, соответствующих переходам из основного состояния в ридберговское. Подобные же выводы можно сделать и относительно ридберговских состояний молекулы НзЗ (Прайс [1015] и Ватанабе и Джурса [1274]). [c.427]

Рассмотрим в качестве примера два предиссоциационных предела, наблюдаемых в спектре поглощения N02- В видимых и близких ультрафиолетовых полосах поглощения при среднем разрешении линии становятся слабо диффузными примерно при 3950 А, и эта диффузность возрастает так, что при 3700 Л она становится заметной даже при довольно низком разрешении (Генри [496], Мекке [817 ])..Последующие исследования Дугласа и Хабера [296] при очень высоком разрешении показали, что начало диффузности действительно вполне резкое, а именно при 3979 А (см. ниже фиг. 192). Этот предел соответствует 3,115 эв, что следует рассматривать как верхнюю границу энергии диссоциации (К0 — О). Действительно, значение, полученное независимым путем из23(02) и теплоты образования N02 из N0 и Ог-найдено равным 3,112 эв. Поэтому ясно, что первый предел предиссоциации (как получено при большом разрешении) представляет собой истинный предел диссоциации. Второй очень четкий предел предиссоциации найден в ультрафиолетовой системе полос около 2450 А (Генри [497]). Как показывает спектрограмма на фиг. 183, линии полосы около 2491 А вполне резкие. Линии полосы 2459 А слегка уширены, в то время как полоса 2447 А полностью диффузна. Таким образом, предел предиссоциации находится между 4,98 и 5,04 эв. Эта разница между двумя пределами лежит в интервале 1,86— 1,92 эв, что меньше анергии возбуждения 1,967 эв состояния атома О- [c.494]

Гудман и Каша [437] и Эль Сайед и Робинсон [351] исследовали фосфоресценцию пиразина в различных твердых матрицах. Наблюдаемый спектр, без сомнения, связан с переходом Взи — Ае. Он состоит главным образом из довольно длинной прогрессии, связанной с частотой 600, распространяющейся от полосы 0—0 (получено из спектра поглощения) в длинноволновую сторону, и, кроме того, нескольких более слабых комбинационных нолос. Частота 609 м наблюдается в спектре комбинационного рассеяния жидкости и была отнесена Лордом, Марстоном п Миллером [770] к полносимметричному колебанию кольца в котором два N-aтoмa движутся в направлении от кольца, тогда как четыре СН-группы движутся внутрь кольца 2). На основании наблюдения за длинной прогрессией, соответствующей этому колебанию, можно было бы сделать вывод, что при переходе Вз — Ag заметно изменяется угол С — N — С. В спектре поглощения соответствующую прогрессию более трудно установить из-за наложения системы А — X. [c.558]

Н2СО ) Из слабой предиссоциации. В работе [678] была обнаружена фотодиссоциация линией 3650 А, соответствующая Л(Н — НСО) 3,40 эв. Данные по электронному удару приводят к значению 3,23 эе [1061]. Нижний предел соответствует 0(Н - СО) (табл. 63) и В(2Н 4- СО), найденным из термохимических данных, б) Приведена энергия нижнего инверсионного уровня верхний уровень имеет энергию 28 312,6, что соответствует первой основной полосе (см. [277]). ) Относится к верхнему инверсионному уровню. ) Приведено среднее значение частоты наблюдаемые уровни расположены соответственно на 124,5, 542,3 и 948,6 с.ч-1 выше уровня 0+. ) Приведенные значения относятся к верхнему инверсионному уровню 0-. Для уровня 0+ в работе [1078] найдены значения Ао = 8,965, Во = 1,1253, Со = 1,0057. ) В спектре испускания система простирается до 6000 А. ) Полосы в спектре поглощения становятся диффузными приблизительно при 2750 А. Обрыв структуры в спектре испускания при Г4 = О указывает на наличие слабой предиссоциации выше 28 736 см 1 (см. [143]). В работе [628] найдено, что время жизни состояния А равно 2,3-10-7 сек, что значительно меньше времени жизни, ожидаемого на основании наблюдаемой интенсивности в спектре поглощения. Это несоответствие может быть связано 00 слабой предиссоциацией. ) Приведено значение, найденное в работе [1077] для энергии перехода на уровень 0+ в работе [1078] получено значение 25 200,2 сл1-1. ) Приведено среднее значение частоты согласно работе [1078], наблюдаемые уровни расположены на 30, 537, 779 и 1171 см-1 выше уровня 0-<-. ) Уе = 1251,2. )v6 = 1445. [c.625]

Мы считаем полезным два типа электронных свойств, часто наблюдаемых помимо системы Т1—Те и в других сплавах, охарактеризовать как тип М и тип S. Под поведением типа М ( металл ) мы подразумеваем, что электрические свойства слабо зависят от температуры, а под поведением типа S ( semi ondu tor — полупроводник)—что электрические свойства сильно зависят от температуры. Ряд авторов классифицирует жидкости на основе других критериев, о которых здесь следует сказать. Эндерби и Коллинз [79] различают жидкости типа I и типа И в соответствии с тем, имеют ли электрические свойства этих жидкостей нерегулярные изменения в зависимости от состава (тип П) или не имеют таких изменений (тип I). Эти [c.25]

С точки зрения абсолютного времени t все выглядит почти так же, с той лишь разницей, что связанные с внешним миром коллапсы, например наблюдаемые извне, должны происходить последовательно в сторону возрастания времени t. Коллапсы в обратную сторону по t вдоль линии t = onst могут происходить только в отсутствие наблюдения или информационной связи с внешним миром. Только в этом случае оба направления времени замкнутой обратимой квантовой системы вполне эквивалентны. В действительности же даже слабая информационная связь с внешним миром приводит к тому, что как по t, так и по t, необратимые процессы могут эволюционировать только из прошлого в будущее. [c.297]

Однако вопрос о потерях в мембранах и ширине резонансных полос требует продолжения исследований. В частности, принципиально нельзя априорно отождествлять резонансы, наблюдаемые при изучении спектров действия, с резонансами, имеющими место при возбуждении КВЧ-полями пассивных электродинами1 еских структур. Различие заключается в том, что при экспериментальном изучении спектров действия дискретным выходным параметром является биологический эффект. Биологический эффект связан сложной нелинейной зависимостью с воздействующими на мембрану полями, а в сложной метаболической системе исходное действие поля может усиливаться. Это, в свою очередь, может приводить к фиксации даже слабых различий в действующем поле. [c.33]

Общее рассмотрение симметрии системы показывает, что линейные члены в уравнениях, связывающих электрическое поле и индукцию с упругой деформацией и напряжением, имеются лищь для среды, л1[шенной центра симметрии. Такая среда может быть образована монокристаллами, не имеющими центра симметрии, областями определенным образом ориентированных кристаллов пли она может быть более или менее регулярно поляризована в результате внешних воздействий. Пьезо.члектрпческие свойства сред, которые ие являются монокристаллами, изучались многими исследователями, однако наблюдаемые в них эффекты были слабо выражены и плохо воспроизводились [1 ]. Положение существенно измен[1лось после открытия пьезоэлектрического эффекта у поликристаллического титаната бария, подвергнутого предварительной поляризации в сильном электрическом поле [34, 35]. [c.238]

Исключительно интересным и мало исследованным остается вопрос изменения характера анизотропии вблизи предела прочности породы. Прежде всего, сам предел прочности является функцией напряжения, вернее, отклонения напряжения от гидростатического. При напряжении, близком к гидростатическому (породы с высоким значением коэффициента Пуассона, например, обводненные глины) предел прочности может быть значительно выше, чем у породы с аналогичным значением несжимаемости, но низким коэффициентом Пуассона. Далее, в рассматриваемом простейшем случае орторомбической анизотропии, обусловленной наложением на изначальную ВТИ дополнительной анизотропии ГТИ, вызванной тектоническим односторонним субгоризонтальным напряжением, при превышении предела прочности возникают субвертикальные трещины, параллельные плоскости [ 2, Х3], так как из трех главных напряжений минимальным оказывается то, которое нормальной к этой плоскости, появление ориентированной системы трещин приводит к новой дополнительной ГТИ с осью симметрии, нормальной к плоскости [ 2, Х3] и, следовательно, нормальной к оси симметрии прежней ГТИ, созданной горизонтальным напряжением до достижения предела прочности. Таким образом, проявления слабой вертикальной трещиноватости, при которой новая ГТИ в наблюденных скоростях и коэффициентах отражения слабее прежней , могут быть обнаружены наземной сейсморазведкой по снижению наблюдаемых коэффициентов результирующей ГТИ по сравнению с фоновыми их значениями, а проявления сильной трещиноватости (при которой новая ГТИ сильнее прежней) - по резким (на 90°) поворотам ориентировки оси симметрии результирующей ГТИ. [c.97]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...