Метод нулевого поля

Метод нулевого поля используется для изучения медленных процессов изменения локальных полей на мюонах. Зависимость P iJ в случае Н = о более чувствительна к малым значениям т, чем в случае [c.228]

Удельная теплота перехода проводника из сверхпроводящего в нормальное состояние X=T S — Ss) равна нулю в нулевом поле и положительна при Яс>0. Таким образом, при изотермическом переходе сверхпроводника в нормальное состояние происходит поглощение теплоты, а при соответствующем адиабатном переходе образец охлаждается. На этой основе был предложен метод получения низких температур адиабатным намагничиванием сверхпроводника. [c.242]

Методом дуговой плавки были приготовлены сплавы системы Nb — Sn следующих составов 87% (ат.)ЫЬ + 13% (ат.)Зп и 70% (aT.)Nb-f 30% (ат.)5п. Оба образца были сверхпроводящими в нулевом поле с небольшим критическим током [примерно 10-10 а1м (100 а/см )], но становились нормальными в поле менее 1 тл (10 кгс). [c.142]

На рис. 15.10 показан случай, когда начальная температура Т1 = 1 К, а б = 10 кГс образец охлаждается до температуры 0,01 °К. Предел, до которого можно понизить температуру образца, используя метод адиабатического размагничивания, ограничивается собственным расщеплением спиновых энергетических уровней в нулевом поле, т е. расщеплением, которое имеет место в отсутствие внешнего магнитного поля. Расщепление в нулевом поле может быть вызвано электростатическим взаимодействием данного иона с другими ионами кристалла, взаимодействием между магнитными моментами ионов илн, наконец, взаимодействием ядерных моментов. В случае, показанном на рис. 15.10, расщепление спиновых уровней в нулевом поле считается обусловленным некоторым эквивалентным внутренним магнитным полем (эффективным локальным полем напряженность которого принята равной 100 Гс. В случае, показанном на рис. 15.8, такое расщепление в нулевом поле уменьшает энтропию в точках а и с сильнее, чем меньшие расщепления, вызываемые внешним полем в результате конечная температура оказывается не столь низкой, как была бы в отсутствие / д. [c.533]

Здесь вычислены 2 первых члена разложения свободной энергии по степеням Т которое может быть получено стандартными методами теории возмущений. Для нулевого поля имеем [c.66]

Подводя итоги, можно сказать, что метод термоэлектронной эмиссии позволяет измерять величины, которые непосредственно связаны с истинной работой выхода и универсальной эмиссионной постоянной, если он применяется к однородной поверхности проводника (например, к отдельной кристаллической плоскости) и если температурный коэффициент работы выхода для данной поверхности известен. В тех же случаях, когда применяются поликристаллические или другие неоднородные эмиттеры, наклон кривой Ричардсона для нулевого поля не так легко связать с какой-нибудь физической величиной, а получаемые значения эмиссионной постоянной не связаны определенной зависимостью с универсальной постоянной А, хотя иногда наблюдаются удачные совпадения. Ситуация для полупроводников еще более сложная, когда дело доходит до интерпретации результатов, и не существует удовлетворительной модификации теории термоэлектронной эмиссии для полупроводников. [c.199]

Фиг. 5.40. Схема исследования эффекта поля по методу нулевых биений [98].

В настоящем параграфе мы рассмотрим широкую область температур, исключающую, однако, близкую окрестность Тс (которой будут посвящены специальные параграфы гл. 1). В этой ситуации удобно использовать метод самосогласованного поля и искать поправки к нему. Как известно, приближение самосогласованного поля является нулевым приближением по обратному радиусу взаимодействия К между частицами, и флуктуационные поправки можно учесть, рассматривая первый порядок по параметру а/КУ [12]. Поскольку этот параметр никак не связан с температурой, результаты расчета должны описывать систему в широком температурном интервале. [c.36]

Замечания по поводу методов Т-матриц и нулевого поля. [c.95]

Температура сверхпроводящего перехода определяется как средняя точка перехода, которая, по-видимому, не зависит от метода наблюдения по взаимоиндукции, сопротивлению или теплоемкости [72] (рис. 4.22). Общепринятым при воспроизведении температуры перехода является метод взаимоиндукции на переменном токе. В сверхпроводниках первого рода ниже температуры перехода весь магнитный поток выталкивается из металла. Это явление называется эффектом Мейсснера. Выталкивание потока можно наблюдать при использовании моста взаимоиндукции. Для компенсации внешних магнитных полей применяются дополнительные катушки Гельмгольца. Ток в катушках Гельмгольца может устанавливаться по максимальному значению Гс, соответствующему нулевому магнитному полю в сверхпроводнике. [c.167]

В соответствии с предложенным методом контроля магнитной памяти определенные места, характеризующиеся сменой знака поля Нр или с нулевым значением этого поля, являются наиболее опасными местами, где концентрации напряжений от действующих нагрузок (изгибающих, крутящих и т.п.) могут достигать критического значения. Следовательно, в этих местах контролируемых сварных стыков могут иметь место различные дефекты и повреждения технологического и эксплуатационного характера. [c.351]

Методы аналогий являются экспериментальными методами, основанными на идентичности уравнений, описывающих потенциальные плоские течения и некоторые другие физические явления, Из числа этих методов в первую очередь рассмотрим метод электрогидродинамической аналогии (ЭГДА). Он основан на том, что поля плоского безвихревого течения несжимаемой жидкости и электрического тока в плоском проводнике являются потенциальными с нулевой дивергенцией. Они. описываются уравнением Лапласа. В табл. 4 приведены аналогичные величины (аналоги) и уравнения, которым удовлетворяют эти поля. [c.266]

Пондеромоторный метод [3]. Прибор пондеромоторного действия (фиг. 64) снабжён магнитной стрелкой /, на конце которой имеется якорь 2, составленный из листовой трансформаторной стали. Стрелка вращается на оси 3. Другой конец стрелки служит для замыкания сигнальной цепи 4. В нулевом положении стрелка удерживается при помощи пружинки. Прибор ставится на.изделие 5 так, чтобы магнитный поток в намагничиваемом изделии был направлен перпендикулярно стрелке. Прибор передвигается вдоль испытуемого изделия когда он проходит над местом залегания дефекта, стрелка 1 под влиянием неоднородного поля [c.171]

Из релятивистской квантовой теории поля метод Ф. д. и ПФ непосредственно переносится в квантовую статистику при нулевой темп-ре и без труда формулируется для теории возмущений при конечной темп-ре. [c.279]

Метод срависии.ч с мерой — метод из,мерений, при котором измеряемую величину сравнивают с величиной, воспроизводимой мерой. Например (рис, 9.1), для измерения вывозы /. деталей 1 миниметр 2 закрепляют в стойке плиты, Слд. слку миниметра устанав-лквают на нуль по како.му-либо образцу (набору концевых мер) 3, имеющему высоту N, равную номинальной высоте L измеряемых д(Л алей. Затем приступают к измерению партии деталей. О точности размеров L судят по отклонению б стрелки миниметра относительно нулевого поло-Рис. 9.1. Относительное измерение жения, [c.110]

Трехмерная проблема Изинга не может быть решена точно даже в отсутствие магнитного поля. Однако в последние годы для решения проблемы были развиты численные методы, позволяющие получать чрезвычайно точные анпроксимации. Их идея состоит в вычислении коэффициентов разложений в ряды Тейлора, пригодных либо при высоких, либо при низких температурах. Эти коэффициенты получаются с помощью диаграммных методов, приводяш их к чрезвычайно сложным комбинаторным задачам. Прогресс в этой области был достигнут лишь благодаря использованию ЭВМ. В настоящее время во многих случаях приходится иметь дело с очень длинными рядами (в некоторых задачах они насчитывают от 30 до 80 членов). Затраты большого труда на вычисление таких длинных рядов не обусловлены просто прихотью. Оказывается, что коэффициенты в этих рядах принимают чрезвычайно нерегулярные значения если же ряды вообще сходятся, то они сходятся очень медленно. Чтобы дать представление об этом, приведем первые члены низкотемпературного разложения (по степеням и = е в ) намагниченности в нулевом поле для модели Изинга с d = 3 в случае гранецентрированной решетки (это разложение было получено Фишером в 1965 г.) [c.360]

Из распределения времен задержки дислокаций перед препятствием вычисляг лась вероятность появления дислокации в данном положении в поле внутренних напряжений. Наложение распределения этих вероятностей на совокупность невзаимодействующих подвижных дислокаций позволило промоделировать метод нулевой скорости ползучести. Это моделирование привело к заключению, что "критическое" напряжение а , при которое средняя скорость скольжения дислокации равна нулю, представляет собой наилучшую оценку уровня среднего внутреннего напряжения. Таким образом, моделирование подтверждает правильность метода нулевой скорости ползучести. [c.96]

Зависимость Hn/H a от среднего свободного пробега (см. рис. 11) свидетельствует о том, что у после добавления атомов внедрения, например, кислорода в ниобий изменяется сравнительно мало. К тому же заключению можно прийти, рассматривая зависимость Нсл от Т. На рис. 12 показана температурная зависимость критического поля. Т° К относится к кри-тической температуре всего образца, за исключением тех значений при нулевом поле, которые были получены резистометрическим методом при малой плотности тока (см. выше). Предполагают, что последняя величина представляет близкое приближение к Гк для массивных образцов 1]. Кривые зависимости Нса от Г для ниобия и различных растворов внедрения могут быть приблизительно представлены уравнением [34] [c.117]

Расщепление в нулевом поле. У некоторых парамагнитных ионов под действием внутрикристаллического поля имеет место расщепление их основных магнитных энергетических уровнен в интервале 10 °— 10 Гц, и это расщепление доступно шблю-дению методами микроволновой радиоспектроскопя ). Примером может служить резонансная кривая на рис. 17.25, которая наблюдалась на ионах N1 + эту кривую можно интерпретировать как следствие расщепления А= 1,5-10" Гц в нулевом поле при комнатной температуре. [c.625]

А/см -К , Ге — коэффициент отражения для электронов при нулевом поле и ф — работа выхода. Не следует забывать те предположения, которые легли в основу вывода уравнения (2.1). Главные из них следующие а) поверхность проводника однородна, б) поле, необходимое для насыщения тока, настолько мало, что может быть положено равным нулю. На практике эти критерии так редко выполняются, что постоянные эмиссии , получаемые обычными методами, не имеют очевидного физического смысла и должны рассматриваться только как ориентировочные ожидаемые значения плотности тока с данной поверхности и при данных условиях. Несмотря на это и несмотря на предостережения, высказанные в явной или неявной форме в работах Херринга и Никольса [3], Хенсли [5], Шелтона [6] и Добрецова [7], неизменно продолжается составление таблиц термоэлектронных работ выхода и постоянных Ричардсона с целью представления их в качестве характерных физических констант. Вследствие этого имеет смысл еще раз подчеркнуть важность учета отклонений от указанных выше основных предположений, хотя это уже достаточно ясно было показано Херрингом и Ни-кольсом [3], а также другими авторами. [c.195]

Некоторые из последних работ по термоэлектронному определению работы выхода вольфрама были проведены в СССР. Традиционные измерения ф плоскостей (110) и (100) с пересчетом наблюдаемого тока на ток при нулевом поле были произведены Сытой и др. [46]. В этом эксперименте, вместо того чтобы исследовать различные кристаллические плоскости одного монокристаллического образца, вырезались пластины с требуемой ориентацией поверхности из различных монокристаллов. К сожалению, описание экспериментальной установки недостаточно полное так, упоминается диафрагма между поверхностью кристалла и коллектором, но не говорится об ее функциях. Если задачи диафрагмы были те же, что и у третьего электрода в установке Лава и Дайера [41], использовавших метод Шелтона, то тогда вторичные электроны давали аналогичный вклад в полный ток. С другой стороны, полученные значения <р (110) = 5,30+0,06 эВ и ф (100) =4,66+0,06 эВ согласуются соответственно с результатами Хьюза и др. [40] и Брауна и др. [38]. Несмотря на указанное выше отсутствие полной информации, использованная Сытой и др. методика является адекватной и полученные ими значения следует признать правильными. [c.223]

Норрис [74] провел измерения работы выхода (методом термоэлектронной эмиссии) для грани (ПО) кристалла тантала в ходе эксперимента по изучению влияния на эту величину паров цезия. Хотя он и не приводит многих деталей эксперимента, можно предполагать, что с помощью кривой Ричардсона для тока при нулевом поле строилась кривая Шотки. Его результат Ф (ПО) = 4,75 + 0,06 эВ он представляется Норрису слишком завышенным в свете измерений Шелтона для грани (112), поскольку плоскость (112) также обладает плотной упаковкой. Однако, как уже было сказано выше, очень вероятно, что Шелтон действительно получил слишком заниженное значение ф. [c.238]

В дополнение к показанным выше кривым, построенным по теории Джанкера, были также построены кривые Фаулера и Ричардсона, с пересчетом каждый раз коллекторного тока на ток при нулевом поле. Все эти результаты сведены в табл. 4.13 вместе с результатами измерения ф по методу Кельвина для напыленной в вакууме молибденовой пленки, полученными Ривьере [67]. [c.245]

По данным Рогачева и Чечурина [98], напыленные фотопроводящие пленки PbS обладают теми же свойствами в эффекте поля, что и химически осажденные слои в работах [94, 96]. Блок-схема их установки представлена на фиг. 5.40. Питание моста производится от генератора на частоте 370 кГц. На полевой электрод подается напряжение с частотой 16—100 Гц. Узкополосный усилитель (370 20 кГц) выделяет сигнал на частоте тянущего поля, модулированный напряжением на электроде. За счет использования высокой несущей частоты в узкополосном усилителе подавляется частота полевого электрода. После усиления сигнал детектировался и поступал на вертикально отклоняющие пластины осциллографа. На горизонтальный вход подавалось то же напряжение, что и на полевой электрод. Частотная зависимость эффекта поля измерялась методом нулевых биений, описанным Эйгрэйном и др. [99]. Интересно отметить, что под-вйжность эффекта поля для дырок на высоких частотах достигала 400 см /В с. Эта величина вполне сравнима с подвижностью дырок в эпитаксиальных пленках и монокристаллах. Отсюда следует, что явления на границах зерен, хотя и играют важную роль, тем не менее не определяют полностью 34 [c.371]

Применение методов Т-матриц н нулевого поля к задаче об излучении звука поверхностью произвольной формы. В этом случае они представляют собой способы решения уравнения (2.33) для точьси наблюдения, находящейся во внутренней области. Применительно к двумерной задаче, используя обозначения, данные на рис. 2.12, перепишем это соотношение следующим образом [c.93]

Метод продолжения поля линий скольжения внутрь жесткой области описан Бищопом [34]. Он продолжил поле, возникающее вокруг двумерного щтампа с плоским основанием (угол клина а = 90°) до границы с нулевыми напряжениями. Предполагая, что эти границы целиком лежат внутри свободных поверхностей тела, в которое вдавливается щтамп, можно заключить, что жесткая область способна выдержать напряжения, определяемые полем линий скольжения в области деформации без пластического разрущения. [c.196]

Рассеяние электронов и ионов. Проблема взаимодействия сферической частицы со слабо ионизованным газом была рассмотрена Розеном [652], Димиком и oy [166]. Последний развил метод, предложенный в работе [562], применительно к случаю взаимодействия с ионизованным газом в присутствии ионов обоих знаков при нулевом внешнем поле. [c.441]

Так как, в свою очередь, влияние различия параметров по продольной и поперечной осям на средний асинхронный момент ЭД весьма незначительно, то для всех высших гармонических можно достаточно корректно принять ЭД магнитно и электрически симметричными. При этом матрицы 2(+ ) и 2(.+) обращаются в нулевые, а матрица нссим преобразуется в диагональную. Следовательно, влияние полей прямого и обратного вращения также можно рассматривать независимо друг от друга. Алгоритм анализа несимметричного питания становится аналогичным используемому при гармоническом методе. [c.109]

Конфигурация поля в плоском магнетроне определяется 4-потенциалом Ф г)=Еу, А(г)=В(0, О, у). Электроны эмитируются катодом (плоскость у=0) с нулевой начальной скорос1ью Плоскость y=d является анодом. При 2roуравнения движения ведущих центров в первом приближении метода усреднения. [c.309]

К достоинствам рассмотренных итерационных методов следует отнести простоту их программной реализации и отсутствие принципиальной необходимости хранения в памяти ЭВМ всех коэффициентов матрицы. Действительно, при вычислении очередного приближения ц / согласно (1.22) нужны только отличные от нуля коэффициенты i-й строки А , bi, которые в принципе могут каждый раз вычисляться заново по исходным данным решаемой задачи. Это обстоятельство обусловливает широкое применение итерационных методов для систем с сильно разреженными матрицами большой размерности, в которых большинство элементов нулевые. Причем это делается как для матриц неленточной структуры, у которых ненулевые коэффициенты разбросаны по всему полю, так и для некоторых ленточных [c.14]

Впоследствии был разработан метод, получивший название нулевого основанный на том, что при переходе от слабого к сильному полю отдельные подуровни могут пересекаться и поэтому регистрируемая приемником интенсивность пучка дает при возрастании поля максимумы. Таким образом, по отклонению атомных пучков в неоднородном магнитном поле оказалось возможным определить значение ядерных моментов / и величину расщепления нормального терма — последнюю в некоторых случаях с точностью, превышающей спектроскопическую. Это обусловлено тем, что флуктуации тепловых скоростей в меньшей степени влияют на резкость атомных пучков, чем на резкость спектральных линий, так как с увеличением температуры возрастает скорость частиц v и, следовательно, уменьшается время их пролета в поле i ]. [c.567]

При фиксированных и неизменных по поверхности значениях i no и йс решения (6-4-7) и (6-4-8) должны иметь особенность. При ф=л /2 имеет место разрыв температурного поля и как следствие нулевое термическое сопротивление. Анализ уравнений (6-4-7) н (6-4-8) показывает, что бесконечные ряды являются расходящимися. В то же время бесконечно большие значения Q и dRfdx физически не обоснованы. Практически скорость роста капли конечна. В частности, бесконечно большая теплопроводность капли всегда будет ограничена конечным межфазным сопротивлением. Задача о переносе тепла через каплю,, представляющая собой сегмент сферы, при Опов сопэ и i =0 решалась методом конечных разностей в работе Н. Фатика и Д. Кац [6-27]. Согласно [6-27] тепловой поток на участке, занятом каплей, может быть описан уравнением [c.154]

Основные методы расчёта зон. Б первых расчётах зонной структуры использовались приближения слабой и сильной связи. В методе слабой связи в качестве нулевого приближения берутся волновые ф-цпи свободного электрона (плоские волны), а пери-одич. поле кристалла рассматривается как возмущение. В этой модели электронный спектр /с) почти во всём А -пространстве описывается той же ф-лой, что и для свободного электрона [c.91]

Тонкие и сверхтонкие расщсиления исследуются также методом пересечения уровней. При наличии этих расщеплений магн. подуровни вырождаются не только в отсутствие магн. поля, ной в иек-рых отличных от нуля маги, полях. На рис. 2 представлена структура уровня б - = /2) в магн. поле. Кружки отмечают пересечение подуровней, дающих вклад в спгпал пересечения. Зная маги, поле, в к-ром произошло лересечепие, можно рассчитать исходное расщепление в нулевом магн. поле, откуда уже легко находятся константы сверхтонкой структуры. [c.170]

Операторы A представляют собой я-кратные интегралы от (я — 1)-кратных коммутаторов операторов W t), взятых в разные моменты времени. В нек-рых случаях ряд в экспоненте (2) обрывается и оператор временной эволюции записывается в конечном виде. Так происходит, наир., в задаче об эволюции гармония. осциллятора, на к-рый действует произвольная ввеш. сила 14], ив задаче об эволюции в поле, линейном по координатам г и импульсам р произвольной квантовой системы с гамильтонианом, квадратичным по г и р [5]. М. р, используется при построении теории внезапных возмущений в процессах встряски типа рассеяния (см. Внезапных возмущений метод). В нулевом порядке по параметру мгновенности сот < 1 (т — х актерное время взаимодействия, йсо — типичные собств. значения невозмущёвного гамильтониана) оператор временной эволюции отличается от (2) заменой в Ап (ф-лы (3)) W t) на [c.24]

Особую роль ЯКР играет при исследовании т. н. несоизмеримых фаз, где линии ЯКР обладают характерной формой со всплесками интенсивности поглощения, отражающей существование в кристалле неоднородного состояния [3]. Всплески интексивкости соответствуют вкладу тех ядер, к-рые находятся в области экстремумов поля смещений несоизмеримой волны при линейной зависимости частоты ЯКР от параметра порядка, а также экстремумам и нулевым значениям поля смещений несоизмеримой волны при квадратичной зависимости частоты ЯКР от параметра порядка. Характерная форма линии ЯКР позволяет идентифицировать несоизмеримые фазы в кристаллах и определять температурные границы их сушествования. Др. метод идентификащ1н несоизмеримых фаз—исследование ядерной квадрупольной спин-решёточной релаксации. В области существования несоизмеримых фаз ядерная и квадрупольная спин-решёточная релаксация убыстряется. Импульсное возбуждение ЯКР и методы квадрупольного т. к. спинового эха позволяют расширить возможности изучения электрич. и магн. локальных полей в кристаллах, а также наблюдать сигналы и в неупорядоченных системах [4]. [c.675]

Курсовой радиомаяк с опорным напряжением работает по методу минимума глубины амплитудной модуляции. Антенная система маяка одновременно формирует в пространстве две диаграммы направленности. Одна диаграмма создается на несущей частоте, промодулированной по амплитуде колебаниями поднесущей частоты 10 кгц. Поднесущая, в свою очередь, имеет частотную модуляцию низкочастотным напряжением частоты 60 гг( (сигнал постоянной фазы). Другая диаграмма создается на боковых частотах спектра высокочастотных колебаний, балансно-модулированных напряжением с частотой 60 гц и имеет в горизонтальной плоскости два главных лепестка с нулевым излучением вдоль линии курса и сдвигом фазы поля в одном лепсстке на 180° относительно фазы в другом. [c.253]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...