Время жизни флуктуаций

Время жизни флуктуаций [c.258]

Флуктуации в испускании а-частиц. Предыдущие результаты имеют весьма разнообразные применения ими можно воспользоваться в целом ряде случаев, в которые входит распределение каких-либо элементов по некоторой области пространства или времени, если только этим распределением управляет случай. Можно рассмотреть, например, удаляясь на момент от предмета этих лекций, испускание а-частиц радиоактивным телом. Положим, что такое тело наблюдается в продолжении времени Г, весьма длинном по сравнению с тем, которое в среднем отделяет испускание двух частиц, но достаточно коротком по отношению к средней продолжительности жизни вещества, так что можно рассматривать последнее находящимся в неизменном состоянии за все время наблюдения. За этот промежуток времени Т из вещества будет выброшено N определенных а-частиц, но каких именно мы не знаем и никаким образом не можем влиять на их испускание. Как распределятся они по промежутку времени Т Если разделить этот [c.57]

В-третьих, к уширению приводят релаксационные процессы (электронные флуктуации, релаксация электронного спина, диффузионное движение атомов), если время релаксации меньше или сравнимо с временем жизни возбужденного состояния ядра. Соответственно уширение третьего типа может дать информацию о процессах, которыми оно вызвано. [c.165]

И. 3. Фишер [43] детально рассмотрел флуктуации координационных чисел в простых жидкостях и также отмечает, что разброс значений достигает 30% в первой и до 50% во второй координационных сферах. В третьей и четвертой координационных сферах флуктуации катастрофически нарастают. Все эти расчеты проведены для мгновенной структуры ближнего окружения некоторого атома. Для средней структуры ближнего окружения, в которой время оседлой жизни атома много больше, флуктуации координационных чисел должны уменьшаться. [c.37]

Отметим, что флуктуации интенсивности являются быстрыми , характерное время их корреляции соответствует нескольким проходам излучения по резонатору. Флуктуации длительности и времени задержки сравнительно медленные, что согласуется с результатами экспериментов [27]. Появление двух характерных масштабов корреляции связано с наличием в системе двух существенно различных времен памяти времени жизни фотона в резонаторе и времени формирования импульса генерации. [c.253]

Все движения ат. ч-ц в Т. т. можно разбить на четыре типа, а) Диффузия собственных или чужеродных атомов. В процессе колебания кинетич. энергия ч-цы в результате флуктуаций может превысить глубину потенц. ямы, в к-рой она движется,— ч-ца способна оторваться от своего положения равновесия. Обычно вероятность такого процесса при комнатной темп-ре крайне мала и возрастает с темп-рой W=V( e , где Уо 10 2—10 с . Величина V порядка энергии связи, в расчёте на одну ч-цу. Время оседлой жизни атома значительно больше, чем время его перемещения,— атом совершает редкие случайные скачки. Коэфф. диффузии пропорц. W. Он возрастает вблизи Гпл и зависит от состояния крист, решётки пластич, деформация разрыхляет кристалл, снижает потенц, барьеры, разделяющие равновесные положения атомов, и увеличивает вероятность их перескоков . Диффузия — редкий пример классич. движения атомов в Т, т, [c.737]

Эти флуктуации неподвижны в пространстве и потому не вызывают доплеровского смещения в спектре. Время жизни флуктуаций энтропии определяется коэффициентом температуропроводности Х/рср, где К — коэффициент теплопроводности, а Ср — удельная теплоемкость при постоянном давлении, отнесенная к единице массы. Таким образом, в спектре содержится центральная, или релеевская компонента, ширина которой Асор пропорциональна коэффициенту температуропроводности. Спектр рассеянного света схематически представлен на фиг. 10. [c.123]

При больших энергиях возбуждения составного ядра его уровни перекрываются, и говорить об отдельных резонансах уже нельзя. Однако концепцию составного ядра можно сохранить и здесь, дополнив ее статистическими соображениями. В результате получается статистическая теория ядерных реакций или, что то же самое, модель испарения. Согласно модели испарения реакция про-TejKaeT следующим образом. Попавшая в ядро частица быстро теряет энергию, передавая ее всем нуклонам ядра. Таким путем возникает термодинамически равновесное состояние ядра, т. е. ядро приобретает некоторую температуру (температура невозбужденного ядра равна нулю). Далее в течение некоторого времени (это и есть время жизни составного ядра) каждый нуклон имеет энергию, недостаточную для вылета, хотя ядро в целом возбуждено сильно. Наконец, в результате достаточно сильной флуктуации один из нуклонов приобретает необходимую для вылета энергию и испаряется из [c.145]

Классификация методов уменьшения флуктуаций автоэмиссионного тока представлена на рис. 6.11. Стабильность автоэмиссионного тока при прочих равных условиях зависит от вакуумных условий. Так, показано, что при давлении отстаточных газов около 10 мм рт. ст. время жизни даже вольфрамового острия практически неограничено [300]. В обычных вакуумных условиях (р 10 —10 мм рт. ст.) автоэмиттеры адсорбируют остаточные газы и подвергаются бомбардировке положительными ионами, что увеличивает изменение работы выхода электронов. Самым простым способом уменьшения флуктуаций автоэмиссионного тока является нагрев автокатода [287], т. е. тепловая десорбция молекул остаточ- [c.239]

К большому дополнит, уменьшению времени жизни ионов приводит их рассеяние на надтепловых флуктуациях электрич. поля, к-рые могут возникать вследствие аеиаотропин ионной ф-ции распределения (анизотропия связана с отсутствием ионов в конусе по- терь). Относительно малое время жизни в пробкотро-490 не делает перспективы применения таких систем [c.490]

Учёт взаимодействия поперечных комггонент спина также приводит к конечной подвижности дырок. Эфф. масса дырки определяется процессом рассеяния на спиновых флуктуациях (спиновых волнах). При низких темп-рах возможно испускание спиновых волн только с низкими энергиями, сли плотность состояний в спектре низкоэнергетич. спиновых возбуждений мала, то можно ожидать хорошо определённые когерентные состояния дырок как квазичастиц вблизи дна дырочного спектра, к-рыс имеют конечное, но не слишком малое время жизни. При более высоких энергиях рассеяние усиливается и квазичастичный пик должен размываться. [c.394]

Колебательное движение кластеров как в свободном виде, так и внутри крупных частиц происходит, согласно мёссбауэровским данным, даже при гелиевых температурах. В этом отношении идеальный массивный монокристалл не является исключением, поскольку вследствие тепловых флуктуаций плотности внутри него могут возникать и некоторое время существовать кластеры, обладающие иной силшетрией решетки с повышенной стабильностью. По мере увеличения температуры благодаря тепловому расширению кристалла флуктуации такого рода облегчаются, а время жизни образующихся кластеров возрастает. [c.207]

Выше мы предполагали, что все атомные системы ансамбля обладают одинаковыми параметрами в частности, всем системам приписывалась одна и та же частота перехода СО21 и одна и та же функция формы линии (со — (021) с одной и той же полушириной Afi). В соответствии с этим все атомы обладали одинаковой вероятностью поглощения или испускания излучения любой частоты м. Можно назвать процессы, ограничивающие время жизни. К ним относятся спонтанное излучение, дезактивирующие соударения, а также быстрые (по сравнению с временем жизни) статистические флуктуации расстояния между уровнями, которые могут создаваться, например, моду- [c.24]

Олперт [1] изучил временную зависимость флуктуаций концентрации в критической смеси анилин — циклогексан. Ширина спектра для критических смесей такого типа рассчитана Ландау и Лиф-шицем [46]. Эта ширина, или время жизни, определяется формулой [c.258]

Если вылет нейтронов по к.-л. причинам затруднен (нанр., вблизи порога вылета нейтронов), время жизни С. я. определяется вероятностью радиационных переходов и достигает очень больших в ядерном масштабе величин, 10 —10 сек. Ширина уровней С. я. Г = ti/x при этом меньше расстояния между ур01я7ямя, а сечение обнаруживает характерные резо1тансы . Это явление описывается резонансной теорией ядерных реакций (см. Брейта—Вигнера формула). При большей энергии, 10 Мэе для средних и тяжелых ядер, ширина уровней С. я. и их густота резко увеличиваются, а сечепие реакции становится гладкой ф-цией энергии (здесь используют приближение черного ядра), причем ядерная реакция приобретает характерные классич. черты (напр., можно говорить о вращении С. я.). В этой области энергий успешно применяется статистич. модель С. я. Еслп ядерпая реакция пдет через малое число каналов, проявляется интерференция состояний С. я. В этих случаях, несмотря на густоту уровней С. я. и их значит, ширину, возникают характерные флуктуации сечения реакции в зависимости от энергии. Они могут быть обнаружены, если нучок частнц достаточно монохроматичен (Д/ < /г/т). [c.587]

Таким образом, особенности внешней среды и самой системы приводят к тому, что численность отдельных популяций и биологических сообществ в целом испытывает случайные флуктуации, т.е., вообще говоря, представляет случайный процесс. Важнейшие свойства этого процесса - средние значения, дисперсия колебаний (интенсивность флуктуаций) определяются характером возмущений — их средними, интенсивностью и временем корреляции. Если характерное время возмущений значительно меньше собственного времени самой системы (популяции или сообщества), к анализу динамики системы можно применить достаточно развитый аппарат теории марковских процессов, при этом идеализированной моделью возмущениГ является белый шум, корреляционная функция которого - 5-функция. В качестве характерного времени системы может выступать, например, среднее время жизни особей в популяции, период циклов размножения, характерный период собствен- [c.299]

СОСТАВНОЕ ЯДРО, ядерная система, образующаяся в ходе ядерных реакций в результате слияния налетающей ч-цы с ядром-мишенью. С. я. неустойчиво и через короткое время распадается на конечные продукты реакции. Энергия, внесённая ч-цей, распределяется между всеми степенями свободы С. я. подобно тому, как это происходит при нагреве тел. Вследствие статистич. флуктуаций одна или неск. яд. ч-ц могут приобрести энергию, превышающую среднее её значение и позволяющую им покинуть нагретое ядро. Этот процесс, аналогичный испарению жидкости, приводит к распаду С. я. Ср. время жизни С. я. (10-22—10-2 с) во много раз больше времени пролёта быстрой ч-цы через область пр-ва, занимаемую ядром. Существование С. я. проявляется в резонансной энергетич. зависимости вероятности реакции. При определённых энергиях ч-цы наблюдаются резкие максимумы, соответствующие состояниям С. я. Представление о С. я. было впервые высказано дат. физиком Н. Бором в 1936. Идея об аналогии между С. я. и нагретой жидкостью принадлежит Я. И. Френкелю основанная на ней термодинамич. теория С. я. была впервые развита в 1936—37 физиками X. Бете и В. Вайс-копфом (США) и Л. Д. Ландау, ф См. лит. при ст. Ядерные реакции. Ядро И. с Шапиро, [c.701]

Оценим теперь, в каких случаях можно пренебречь неравномерностью движения дифракционной картины. Амплитудные флуктуации вызваны в основном неоднородностями среды с масштабами порядка I = %Ь, перемещающимися со скоростью <г х>. Наряду с перемещениями, вызываемыми средним ветром, имеются также собственные хаотические скорости движения этих неоднородностей, имеющие порядок VI (е/) - , где е — скорость диссипации энергии турбулентности. Время, в течение которого эти скорости постоянны (время их жизни ), зависит лишь от е и / и имеет порядок т — е =Г - [13]. Время же, в течение которого неоднороднадть, двигаясь со скоростью <г х>, проходит расстояние I = У АХ, имеет порядок Т — Ясно, что из- [c.364]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...