Экспериментальные данные для слабого поля

Экспериментальные данные для слабого поля [c.173]

Экспериментальные данные радикально отличаются от этой величины. Например, для Sn G=l,9-10 дн/см , а предел упругости — 13-10 дн/см2. Для Ag соответственно 2,8-10" и 6-10 , для А1 — 2,5-10" и 4-10 . Для объяснения этого различия было предположено, что в кристаллах существуют дефекты особого типа, называемые по современной терминологии дислокациями. Дод дислокацией понимают линейный дефект, появляющийся вследствие нарушения правильного чередования атомных плоскостей в кристалле. Например, дислокация возникает, если выше (ниже) какой-то плоскости в части кристалла появляется лишняя (как бы вставленная) атомная плоскость или, наоборот, оттуда изымается одна из плоскостей. Тогда силы, удерживающие конечные ряды этой лишней плоскости, будут существенно слабее тех, которые реализуются при строго периодическом расположении атомов, поскольку в окрестности дислокации атомы не находятся в положениях, отвечающих минимуму кристаллического поля. В результате движение атомных плоскостей вблизи дислокации [c.237]

Известны и другие пути решения тех же задач. Так, сравнительно слабо освещено в литературе решение, по которому общ,ее количество переданного тепла находится как произведение количества тепла, переданного при действии одного центра Q, на число соответствуюш их центров Z. Такое рассмотрение предполагает, что все центры действуют одинаково и притом с той же интенсивностью, какая имеет место, когда действует один центр, а поле температур может быть описано так же, как и для однофазной среды. Действительный процесс существенно отличается от этой модели, полученные количественные связи часто расходятся с экспериментальными данными, и нам кажется, что в настоящее время можно считать, что такой подход себя не оправдал. [c.231]

Очевидный интерес представляет расширение экспериментальных данных, относящихся к возмущению в слабом высокочастотном поле. Речь идет о наблюдении квадратичного сдвига исходной энергии связанного электрона на величину колебательной энергии свободного электрона в поле волны для других атомов, помимо атомов благородных газов, и других частот, помимо частот светового диапазона. Хотя сейчас нет конкретных сомнений в общности уже известных закономерностей (см. раздел 4.5.4), однако для полноты картины получение таких данных весьма желательно. [c.108]

Теория р-распада отдельного нуклона строится на основе математического аппарата квантовой теории поля, поскольку с помощью этого аппарата можно описывать процессы рождения и поглощения частиц. В квантовой теории поля, как и в нерелятивистской квантовой теории, конкретный вид взаимодействия полностью определяется заданием оператора Гамильтона. Этот оператор Гамильтона действует на векторы состояния, которые имеют довольно сложную математическую природу (являются функционалами). Соответствующий математический аппарат очень сложен. Поэтому мы ограничимся описанием результатов. Из условий релятивистской инвариантности для полного, определяющего Р-рас-падные явления оператора Гамильтона получается выражение, состоящее из довольно большого, но конечного числа слагаемых определенного вида с неизвестным численным коэффициентом при каждом слагаемом. Эти численные коэффициенты могут быть определены только из сравнения предсказаний теории с экспериментальными данными. Для этого следует использовать разрешенные переходы, в которых слабо сказывается влияние структуры ядра. Так, если требовать, чтобы разрешенные Р-спектры имели форму (6.62) с не зависящим от энергии коэффициентом В, то в р-распадном гамильтониане отбрасываются все слагаемые сравнительно сложного вида и остаются только восемь относительно простых слагаемых (их осталось бы всего четыре, если бы в слабых взаимодействиях сохранялась четность). Нахождение коэффициентов при этих восьми слагаемых оказалось громоздкой задачей, решенной лишь к концу пятидесятых годов на основе большого числа различных экспериментов. Укажем, какого рода эксперименты нужны для решений этой задачи. Отличия, как их называют, различных вариантов Р-распада проявляются прежде всего в том, что каждый вариант характеризуется своим отношением числа электронно-антинейтринных (или позитронно-нейтрин-ных) пар, вылетающих с параллельными и антипараллельными спинами. Поэтому существенную информацию о вариантах Р-распада дает изучение относительной роли фермиевских и гамов-теллеровских переходов. Информация о вариантах распада может быть получена также из исследования угловой корреляции между вылетом электрона и нейтрино, т. е. углового распределения нейтрино относительно импульса вылетающего электрона. За счет релятивистских поправок это угловое распределение оказывается неизотропным, причем коэффициент анизотропии мал, но различен для разных вариантов распада. Измерения корреляций очень трудны, так как приходится регистрировать по схеме совпадений (см. гл. IX, 6, п. 3) импульс электрона и очень малый импульс ядра отдачи. Наконец, для однозначного установления варианта Р-распада нужны эксперименты типа опыта By. После длительных исследований было установлено, что в реальном гамильтониане Р-распада остаются только два из всех теоретически возможных слагаемых (эти оставшиеся варианты называются векторным и аксиальным). Тем самым вся теория Р-распада определяется всего лишь двумя опытными константами — коэффициентами при этих двух слагаемых. При этом существенно, что эти две константы определяют не только Р-распадные процессы, но и все другие процессы слабых взаимодействий (см. гл. VH, 8). Сейчас построение теории р-распада нуклонов можно считать в основном завершенным. В гл. Vn, 8 мы увидим, что эта теория является частным случаем общей теории [c.252]

Д. И. Словецкий показал, что температура в дуге, движущейся под действием магнитного поля, слабо зависит от режима ее горения, поэтому можно ввести характерное значение температуры и. учитывая слабую зависимость и от давления, при обобщении экспериментальных данных для одного газа ввести их в постоянный размерный коэффициент, тогда знания истинных значений и не тре- [c.82]

В табл. 4.1 обобщены экспериментальные данные для шести разностей пород, типичных для московского разреза до глубин порядка 100 м. Каждый из приведенных типов пород можно охарактеризовать шестью независимыми измеренными характеристиками волнового поля, которые прямо или косвенно, количественно или качественно указывают на физические свойства и физическое состояние породы в естественном залегании. Сравним относительную чувствительность полученных параметров волнового поля. Скорость продольных волн (Гр в пределах представленных разностей пород изменяется в 1,6 раза. Очевидно, что значение 1500 м/с для скорости продольной волны в доломитах и интервала глинисто-карбонатной толщи говорит о сильной степши разрушенности пород. Если судить только по этому параметру, то карбонаты окажутся слабее соседних с ними юрских глин, однако высокие значения амплитуд волн и в шесть раз более высокие значения модуля сдвига ука- зывают на наличие твердого скелета в карбонатах, хотя значения /X = 1,8 10 н/м на порядок меньше справочных значений для доломита. Следовательно, напрашивается вывод о его высокой степени разрушенности. [c.174]

Будем считать, что все компоненты, на которые расщепилась в магнитном поле данная линия, разрешены. Кроме того, ограничимся пока случаями слабых полей, когда расщепление симметрично (по положению компонент и по их интенсивности) относительно первоначального положения нера щеп-ленной линии. Тогда необх.одимо из экспериментальных данных определить число компонент, состояние их поляризации и расстояния между компонентами, выраженные в виде дробной части (обычно в виде десятичной дроби) от нормального зеемановского расщепления. Кроме того, важно отметить, хотя бы качественно, распределение интенсивностей в группах тс- и о-ком-понент. По этим данным можно найти значения квантовых чисел У и множители Ланде g для обоих термов, соответствующих изучаемой линии. [c.369]

Используем полученные в предыдущих разделах представления о механизме горения дуги, движущейся под действием магнитного поля, для обобщения экспериментальных данных с помошью теории подобия. Будем считать, что температура в проводящем канале дуги не зависит от режима ее горения. Измерения, проведенные Д.И. Словецким, показывают слабую зависимость температуры в дуговом канале от силы тока и напряженности магнитного поля. Это дает нам возможность считать, что в дуговом столбе имеются характерные значения энтальпии горячего газа и проводимости а . [c.72]

При вычислениях было учтено штарковское расщепление четырехкратно вырожденного уровня иона хрома (СГ+++), происходящее под действием электрических полей молекул воды, окружающих хром [И]. Теоретическая кривая была приведена в соответствие с экспериментальными значениями при температуре 0,5° К. При этом не наблюдалось систематического расхождения между теоретической кривой и экспериментальными данными в области температур до 0,ГК. Параметры штар-ковского расщепления, измеренные на различных образцах, несколько отличались друг от друга. Однако теоретические кривые, вычисленные для каждого образца, хорошо совпадали с экспериментальными данными. Значение параметра штарков-ского расщепления Э по вычислениям различных авторов следующее Де-Клерк и Хадсон [16] = 0,275° К Гарднер и Кюрти [18] 5 = 0,265° К по неопубликованным данным Лейденской лаборатории 5 = 0,275° К Хадсон и Мак-Лейн [17] 5 = 0,270 и 0,267° К Хадсон и Мак-Лейн [17] считают, что величина параметра 5 слабо зависит от скорости предварительного охлаждения до температуры жидкого азота. Единственное более низкое значение параметра 5, равное 0,245°К, было получено методом микроволнового резонанса Блини [19]. Возможные причины расхождения данных Блини с данными других авторов были обсуждены Гарднером и Кюрти [18]. [c.268]

Влияние расхода плазмообразующего газа на Е дюжно установить с помощью формулы (40). Так, с увеличением расхода газа возрастают затраты энергии на нагрев газа и напряженность электрического поля растет. Это особенно присуще начальному участку дуги (рис. 66), где потери энергии, обусловленные теплопроводностью и излучением, невелики. Однако, если потери энергии за счет излучения и теплопроводности (молекулярной и молярной) значительно больше количества энергии, идущей на нагрев газа, напряженность электрического поля слабо зависит от расхода газа. Такая ситуация наблюдается в аргоне при больших токах на начальном участке дуги (см. рис. 66, / > 300 А) и при любых токах на установившемся участке дуги, где нагрев газа не происходит. Небольшие изменения напряженности электрического поля на установившемся участке дуги (см. рис. 65 и 66) связаны с изменением интенсивности теплообмена между электрической дугой и стенкой дугового канала. Так, с увеличением расхода газа растет молярная теплопроводность и в соответствии с выражением (43) увеличивается Е при том же токе дуги. Это подтверждают экспериментальные данные, представленные на рис. 65. При значительном расходе газа, когда течение в канале становится турбулентным, увеличение напряженности электрического поля становится более существенным. Это особенно характерно для области вблизи выходного электрода [30, 31], где пульсации плазменного потока обусловлены не только турбулентностью потока газа, но и нестабильностью горения дуги, особенно в связи с процессами шунтирования. [c.124]

Теоретические предпосылки для анализа кристаллического расщепления термов имеются [10]. Многочисленные теоретические работы, базирующиеся в основном на классической работе Бете (1929), позволяют рассчитывать картину кристаллического расщепления с различной степенью приближения. Однако даже тогда, когда терм идентифицирован вполне надежно, а симметрия локального поля известна вполне достоверно, согласие теории с экспериментальными данными оставляет желать лучшего. По-видимому, лишь в незначительном числе наиболее простых случаев можно говорить об удовлетворительном теоретическом описании наблюдаемой структуры спектров. Как правило, уже число линий в отдельных группах существенно отличается от теоретически ожидаемого. Если структура кристалла не дает оснований для предположения о мно-готипности активаторных центров, для объяснения наблюдаемых в спектрах добавочных линий обычно, без особых оснований, говорят об электронно-колебательном их происхождении. Убедительность такого отождествления, как правило, бывает очень невелика, тем более, что надежные критерии для идентификации электронно-колебательных (вибронных) переходов отсутствуют. Вообще говоря, можно думать, что взаимодействие электронных и колебательных состояний ионов с 4 -электро-нами весьма слабо, хотя в ряде случаев спектроскопические проявления такого взаимодействия несомненны. [c.90]

При использовании акустических эмиссионных систем для непрерывного наблюдения за работой энергетического ядерного реактора обязательно возникает вопрос можно ли обнаружить и опознать акустическую эмиссию в присутствии неизбежного фона гидравлических шумов Для того чтобы ответить на него, были проведены два основных эксперимента. Первый заключался в наблюдении за спектром шумового фона энергетического реактора Дрезден-1 от момента пуска до работы на полной мощности. Результаты этого испытания подробно изложены в работе [7]. Как показали результаты, для данного реактора (конструкция с ь ипящей водой фирмы Дженерал электрик ) шумовое поле в частотном диапазоне свыше 500 кгц очень слабое. На фиг, 1.11 приведены типичные показания анализатора спектров для случаев турбулентного потока без кавитации и с кавитацией. На фиг. 1.12 и 1.13 показаны огибающие спектров шумов, построенные по результатам обработки экспериментальных данных, приведенных на фиг. 1.11. Диапазон частот приблизительно от 750 кгц до 3 Мгц, где затухание, сигналов для черных металлов резко возрастает с увеличением частоты, относительно свободен от [c.47]

Описанная выше сильная нелинейность упругой подсистемы имеет место в широком диапазоне частот, т. е. носит нерезонансный характер. Столь же сильное увеличение нелинейных свойств упругой подсистемы, обусловленное влиянием спиновой подсистемы, существует в кристаллах железо-иттриевого граната и марганец-цинковой шпинели в окрестности магнитоакустического резонанса [25]. На рис. 14.5 представлена наблюдавшаяся в работе [25] зависимость амплитуды первого прошедшего через кристалл импульса сдвиговой упругой волны, распространяющейся вдоль направления [ООП кристалла железо-иттриевого граната, и амплитуды второй гармоники упругой волны от слабого внешнего магнитного поля Я ". Частота волны составляла 30 МГц. Видно, что в окрестности резонанса, сильно уширенного вследствие малости Я , наблюдается увеличение как поглощения звука, так и амплитуды второй гармоники акустической волны. Оба этих эффекта обусловлены сильной связью, существующей между упругой и магнитной подсистемами вблизи резонанса (в данном случае имеется более полная аналогия с акустоэлектронными поглощением и нелинейностью). На рис. 14.6 показана зависимость эффективного нелинейного параметра Г для генерации второй гармоники от величины магнитного поля, рассчитанная по экспериментальным зависимостям рис. 14.5 с учетом затухания основной волны. Видно, что в окрестности резонанса значение Г возрастает на 2—3 порядка по сравнению с величиной нелинейного параметра вдали от резонанса Гр. Качественно похожие результаты наблюдались и для марга-нец-цинковой шпинели. [c.381]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...