Экспериментальные данные для сильного поля

Экспериментальные данные для сильного поля F > F [c.184]

При оценке значения давления в плазмотроне термический КПД можно брать по экспериментальным данным для аналогичных плазмотронов и на аналогичных режимах. На рис. 3.27 (см. также рис. 4.8 и 4.9) приведены значения термического КПД для плазмотронов с электрической дугой, стабилизированной магнитным полем. На рис. 3.28 приведена обобщенная зависимость для т . Исходя из этих данных могут быть получены значения т для оценки плотности газа. Несмотря на то. что термический КПД сильно зависит от схемы и режима работы плазмотрона, даже значительные ошибки при определении термического КПД не приводят к существенным ошибкам в определении напряжения, так как если скорость газа выразить через [c.89]

Полученные экспериментальные данные теоретически описываются в работе [4.40], где получено квазиклассическое выражение для волновой функции в условиях, когда частота электромагнитного поля сравнима с расстоянием до соседних главных оболочек. Рассчитаны вероятности радиационных переходов между ридберговскими состояниями атомов в присутствии сильного микроволнового ПОЛЯ. [c.95]

Резонансы, наблюдаемые при многофотонной ионизации вследствие возникновения континуума, индуцированного лазерным полем, описаны детально в работах [6.40-6.42]. Например, в работе [6.41] обнаружена подобная структура в спектре ионизации натрия. Она индуцирована сильным полем излучения, сдвигающим состояние 55 51/2 в континуум. В процессе однофотонной ионизации наблюдается сильная асимметрия, типичная для континуума, обусловленного лазерным полем. Экспериментальные данные находятся в хорошем согласии с результатами расчетов. [c.159]

Если условие Д(08 > (О/1 не выполняется, то можно ожидать, что результаты будут зависеть от того, имеет ли место однородное или неоднородное уширение электронной линии. Если расширение однородно, как, например, в системе одинаковых взаимодействующих спинов, то эффект сильного радиочастотного поля при частоте, попадающей в пределы ширины электронной линии, не может быть оценен без применения специальной теории насыщения в твердых телах, приведенной в гл. XII. Экспериментальных данных, полученных к настоящему времени, совершенно недостаточно для обсуждения этого случая. [c.369]

В данной книге подведены итоги экспериментальных и теоретических исследо ваний процессов ионизации атомов в сильном световом поле. Предназначается для научных работников в области физической оптики, атомной спектроскопии, физики атома, а также для аспирантов и студентов соответствующих специальностей. Издание книги осуществлено при поддержке Российского Фонда Фундаментальных Исследований, проект № 01-02-30001 д. [c.2]

Прежде всего отметим, что наблюдения, проведенные Трумпи р ] и другими авторами, показывают хорошее согласие между теорией Хольцмарка и экспериментальными данными для линий диффузных серий щелочных металлов, которые обнаруживают сильное штарковское расщепление. Как видно из табл. 106, значения среднего поля Е, вычисленные по экспериментально определенным значениям различных линий диффузной серии лития, хорошо сходятся между собой. [c.506]

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]

Теплоотдача при турбулентном течении в круглой трубе в поперечном магнитном поле исследована еще недостаточно. Экспериментальные данные разных авторов плохо согласуются между собой их анализ существенно затрудняется из-за сильного влияния на гидродинамику и теплообмен термогравитационной конвекции. Поэтому пока невозможно рекомендовать какие-либо формулы для расчета коэффициентов теплоотдачи, но аналогия процессов в круглой трубе и в плоском канале позволяет сделать следующие выводы. Средние коэффициенты теплоотдачи при турбулентном течении в поперечном магнитном поле должны лежать ниже значений, соответствующих турбулентному течению без магнитного поля и определяемых формулой (3,146), и не ниже значений, соответствующих ламинарному течению, С увеличением числа Пекле степень влияния магнитного поля на коэффициент теплоотдачи должна ослабевать и значения коэффициентов теп- [c.223]

В особо сложных условиях выполняются операции, необходимые для придания деталям и узлам свойств, непосредственно обеспечивающих электрические и другие параметры приборов (активирование катодов, тренировка и др.). Характерные для этих операций физические и химические процессы -протекают в условиях вакуума, воздействия сильных электрических полей, нагрева до строго определенных температур, влияния остаточных газов и других трудноучитываемых и недостаточно изученных факторов. Недостаточная изученность этих процессов затрудняет производство, вызывает необходимость широкого использования различного рода экспериментальных данных (проб) и является, по-видимому, одной из причин часто наблюдаемой невоспро-изводимости параметров приборов. [c.8]

В разд. 2.13 мы дали квантовое описание взаимодействия между электромагнитным излучением и атомными системами, причем было установлено, что только таким путем может быть достигнуто полное согласие со всеми экспериментальными фактами. В особенности это относится к явлениям спонтанного излучения и к устанавливающимся индуцированным процессам. Однако для многих важных классов явлений уже полуклассическое описание (ср. разд. 2.12), т. е. описание взаимодействия классических электромагнитных полей с квантованными атомными системами, приводит к результатам, достаточно хорошо согласующимся с экспериментальными данными. В связи с обсуждением свойств изолированного поля излучения в п. 1.322 было показано, что поля с высокой напряженностью и с малыми изменениями этой напр-яженности могут быть изучены на основе классической теории.В этом смысле электромагнитные поля в НЛО можно трактовать классически (если только не интересоваться возникновением волн из спонтанного процесса, из шумов и ограничиться взаимодействием сильных когерентных волн). Благодаря этому вычисления становятся проще и нагляднее, а отчасти вообще впервые становятся выполнимыми в явном виде. [c.211]

В процессах взаимодействия сильных полей с твердыми телами могут в одном резонансном процессе рождаться или уничтожаться одновременно несколько фотонов и квазичастиц в различных модах [4.-22]. Такое явление можно использовать для единого описания нелинейных процессов, в которых устанавливается взаимосвязь различных участвующих во взаимодействии возбуждений (например, экситонов, поляритонов, плазмонов) между собой и с принимающими участие в процессах фотонами. Следует отметить, что в этой области проводятся интенсивные теоретические и экспериментальные исследования [4.-23—4.-25]. Двухфотонное поглощение и генерация фотонов на суммарной частоте могут быть связаны с объединением двух поляритонов, т. е. с процессом их слияни-я. Вновь возникшая частица может быть чистым экситоном электронов твердого тела или поляритоном. При исследованиях были получены данные об угловой и частотной зависимостях процесса слияния поляритонов, об относительном количестве участвующих в этом процессе поляритонов и о свойствах результирующих поляритонов. [c.489]

При оценке приводимых ниже экспериментальных данных относительно деления катодного пятна в условиях его упорядоченного движения во вспомогательном магнитном поле приобретает существенное значение вопрос о том, какого рода влияние на процесс деления способно оказать стороннее поле. Чтобы показать наглядно характер действия этого поля, на рис. 103 пунктирной линией представлен результат сложения составляющей Н у С внешним полем напряженностью 1 ООО э. В наиболее общих чертах влияние этого поля выражается в увеличении напряженности на всем протяжении цепочки и сглаживании контраста условий в ее центре и у концов. Вследствие указанного уменьшения контраста деление пятна в присутствии стороннего магнитного поля должно шроисходить менее энергично. Можно также предвидеть, что под влиянием стороннего поля должна уменьшаться вероятность симметричного деления пятна, т. е. деления на две равные части. По-видимому, очень сильное поле способно полностью подавить процесс деления. Однако, для того чтобы это могло иметь место, напряженность стороннего поля должна во много раз превосходить напряженность собственного поля дуги в районе катодного пятна. [c.259]

Статистические свойства решения уравнения (1-21) такнге могут быть описаны в диффузионном приближении. Однако, в силу нелинейности самого стохастического уравнения, уравнепия для моментов функции ф х, р) оказываются незамкнутыми. Поэтому для изучения амплитудно-фазовых флуктуаций надо привлекать какую-либо дополнительную информацию. В качестве такой информации можпо использовать, папример, экспериментальные данные о нормальности одноточечного распределения вероятностей для уровня амплитуды в области сильных флуктуаций. Для случая плоской падаюш ей волны уровень амплитуды и интенсивность волны описываются уравнениями (1.22), (1-24) с условими X (О, р) -- 0. / (О, о) = 1, и решения этих уравнений будут однородными случайными полями в плоскости X = onst. [c.282]

Граница фотоэффекта определяется той частотой при к-рой максимальная скорость электронов равна нулю отсюда по ур-ию Эйнштейна йу = Р = е7о. где Fq-—энергия в вольтэлектронах. Т. о. граница фотоэффекта всецело определяется работой выхода. Граница фотоэффекта находится или вышеописанным методом задерживающего поля или непосредственно из кривых спектрального распределения. Среди экспериментальных данных существуют большие разногласия, вызванные главным образом чрезвычайной чувствительностью фотоэлектрич. поверхностей к загрязнениям ничтожные количества посторонних веществ, в особенности газов, абсорбированных и адсорбированных поверхностью, сильно смещают границу фотоэффекта. Среди других факторов следует отметить влияние t° и сильных электрич. полей. Повышение t° обычно уменьшает работу выхода и смепщет границу в сторону длинных волн в том же направлении действует и сильное электрич. поле. Все методы, при помощи к-рых можно сместить границу фотоэффекта из ультрафиолетовой в видимую и инфракрасную области спектра, имеют чрезвычайно большое значение для техники фотоэлементов. В настоящее время наиболее точно известны границы фотоэффекта и работы выхода следующих металлов [c.144]

В результате зарядовой деградации электрическое поле в объеме диэлектрика становится неоднородным. Накопление отрицательного заряда захваченных электронов в пленке ФСС достаточно большой плотности -10 Кл/см вызывает резкое возрастание анодного электрического поля в пленке ФСС. Так как процесс межзонной ударной ионизации имеет полевую зависимость, то присутствие сильного электрического поля в ФСС требует отдельного рассмотрения вопроса о генерации дырок в слое ФСС. Для выяснения данного вопроса и проверки рассматриваемой модели на соответствие результатам эксперимента было проведено сравнение экспериментальных и расчетных зависимостей напряжения сдвига вольт-амперных характеристик AVj систем Si—Si02—А1 и 1—Si02-Ф —А1, изготовленных в одном технологическом цикле. [c.139]

Результаты такого сопоставления для двух газов представлены на рис. 100. Более подробные данные экспериментального исследования условий инверсии движения пятна относятся к случаю ксенона. Они отложеньг в виде семейства сплошных кривых, изображающих для ряда токов функциональную зависимость напряженности поля от давления, при гех параметрах, при которых наблюдается изменение направления движения пятна вокруг цилиндрического катода (см. рис. 89). Справа и ниже каждой кривой находится область нормального амперовского движения пятна, тогда как слева и сверху лежит область обратного движения. Условия инверсии зависят от величины разрядного тока. Увеличение тока приводит к резкому расширению области нормального движения за счет сужения области обратного движения. Содержащиеся на графике данные относительно условий инверсии движения пятна в гелии сводятся всего лишь к одному единственному отсчету, заимствованному с рис. 99 и помеченному одиночным крестиком при р—120 мм рт. ст. По сравнению с кривыми для ксенона этот отсчет оказался сильно смещенньм в сторону области обратного движения, что является несколько неожиданным. [c.251]

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]

В последнее время проводятся исследования по сжатию магнитного потока ионизующими ударными волнами в твердом веществе. В экспериментальных исследованиях в цилиндрической геометрии в центральной области удавалось получать магнитные поля мегагауссового уровня [1, 4, 5]. В ряде теоретических исследований считалось, что, либо за волной среда является идеальным проводником, либо плотность ее постоянна в течение всего процесса сжатия, либо то и другое вместе [4-6]. Дело в том, что авторы интересовались исключительно созданием магнитнокумулятивных генераторов для получения больших магнитных полей, не уделяя должного внимания деталям происходящего процесса. В качестве рабочего вещества использовались алюминиевая пудра [7] или полупроводниковые материалы [4, 8], для которых указанные предположения оправдались. В работах [7, 9] отмечается возможность колебаний скорости ударной волны при ее распространении в алюминиевой пудре, но механизм явления не объясняется. В работе [9] дано сопоставление методов получения сильных магнитных полей различными ударными способами, в том числе ионизующими волнами. [c.146]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...