Поле формула

N связано с напряженностью поля формулой Кулона гР ъУ [c.53]

Полная магнитостатическая энергия магнитного момента т во внешнем магнитном поле (формула [c.656]

Ири более точном решении для температурного поля формула для определения А,эфф может быть получена в виде [c.54]

С увеличением частоты переменного поля формулы (64.19) — (64.23) становятся неприменимыми. Когда максимальное время взаимодействия частиц, соответствующее канедой из этих формул, становится больше периода колебаний поля, вместо формул (64.19) — (64.23) получаем [c.297]

Рассмотрим приближения, использованные при выводе формулы (10). В методе Хартри —Фока сумма энергий, взятая по всем орбиталям, не равна полной энергии атомной или молекулярной системы, потому что должным образом не учтено кулоновское отталкивание между парами электронов и обменное взаимодействие между электронами с параллельными спинами. Поскольку одноэлектронный эффективный гамильтониан к представляет гамильтониан самосогласованного поля, формула (8) дважды включает [c.28]

Фаза была вычислена выше, в 28 при рассмотрении штарк-эффекта в переменном поле — формула (28.60). Используя эту формулу и повторяя те же рассуждения, что и при выводе (37.24), получаем [c.490]

Принимая во внимание пропорциональность ое напряженности поля, формулу (2-47) можно представить, как [c.65]

Поскольку эффект Керра в области больших молекулярных весов осуществляется за счет продольной составляющей дипольного момента мономерного звена, то сравнение анизотропии раствора в потоке [формула (3)] и в электрическом поле [формула (17)] позволяет определить Хоб соз О. Дополнительное использование диэлектрических измерений дает возможность вычислить 1р и О, т. е. определить не только величину, но и направление дипольного момента мономерного звена. [c.153]

С учетом симметрии температурного поля формула для касательных напряжений по толщине пластины при скачкообразном изменении температуры внешней среды имеет вид [c.385]

III. 54) получается из известных граничных условий для векторов D н Е и предполагает пространственную однородность внешнего поля, что справедливо, если длина электромагнитной волны много больше размеров тела. Это условие ограничивает сверху интервал частот, для которых справедлива теория линейного отклика. Таким образом, мы можем принять, что в случае переменного поля формула (III. 54) принимает вид [c.214]

При окрашивании окунанием расход определяют по разности уровней в окрасочной ванне аналогично замерам при окрашивании в электрическом поле [формула (13)]. При этом делают не менее 20 замеров с общей площадью окрашиваемой поверхности не менее 400 м . [c.535]

Совпадение формул определяется тем, что в данном случае речь идет о спине, равном 2 который может иметь только две ориентации во внешнем поле. Формула (8. 151) получается в квантовой теории парамагнетизма, классическая теория Ланжевена приводит, как известно, к иному выражению. Развитая нами поворотно-изомерная теория растяжения полимерных цепей также основывается на своего рода пространственном квантовании — звенья имеют дискретные ориентации в поле внешней силы. [c.408]

Если воспользоваться понятием ротора векторного поля, формулу Стокса можно значительно упростить, т. е. [c.141]

Л связано с напряженностью поля формулой Кулона аР eV 1 [c.53]

Для вычисления импеданса следует, конечно, рассмотреть линейное приближение. В линейном приближении по переменному полю формулы (44.1) — (44.2) позволяют связать проекцию магнитного момента на поверхность металла с проекцией Ец (использовав связь с ц, найденную при В — Н т уравнения /5 = 0) Мд(0) = й э з(0)- Поскольку [c.353]

При больших значениях числа Гартмана (На>3) thHa l, поэтому в случае сильного магнитного поля формула (ИЗ) принимает следующий вид [c.212]

Полученное выражение отличается от формулы Эйнштейна (УП.26) числовым коэффициентом при ф. В данном случае он в 2,5 раза меньше, так как в слоистой структуре проявляется только эффект присутствия неде-формируемой фазы в жидкой среде и отсутствует э( )фект удлинения траекторий движения жидкости ири обтекании сферических частиц жидкостью. Последний увеличивает коэс1к зициснт на 1,5 при свободном вращении частиц и еще раз на 1,5 при их ориентации полем [формула (VII.30), где а == 41. [c.240]

Во всех трех методах используется экстраполяция к нулевой концентрации растворенного вещества. Однако формулы, применяемые для расчета дипольного момента, различны, так как исходят из различных теоретических предпосылок. Если формула Дебая базируется на теории локального поля Лорентца и не учитывает наличие реактивного поля, формула Онзагера исходит из сферической молекулярной модели, то формула Шольте учитывает анизотропность поляризуемости полярной молекулы. [c.57]

Болео наглядные вы йоды формулы Казимира Польдера были даны н дальнейшем в работах [33, 34] с помощью методов квантовой теории поля формула Г1а л1мпра — Г1ольдо]>а пол,учена Длилопшпским 135], см. также [36, 37]. [c.44]

Для статических н медленно изменяющихся полей формула(10.5) хорошо согласуется с эксперимептальными результатами. График зависимости от 1/Т представляет собой прямую линйю, наклон которой определяет [Хц, тогда как пересечение с осью ординат дает а. [c.205]

В оксидных катодах работа выхода очень сильно зависит от напряжённости приложенного к ним внешнего поля формула (61) к ним неприменима. У оксидных катодов в большинстве случаев ие имеет места ток насыщения [269] (т. е. максимальный для данной температуры ток, почти не зависящий от внешнего поля). Поэтому определение работы выхода и константы А в случае оксидных катодов несколько условно. Одно из объяснений, даваемых отсутствию насыщения тока при увеличении разности потенциалов между катодом и анодом, заключается в том, что на очень шероховатой поверхности оксидного катода много острий и бугорков, приводящих к наличию сильных полей, вызывающих местами сильный эффект Шоттки , а возможно и автоэлектронную эмиссию. Может играть роль и то обстоятельство, что внешнее поле проникает в толщу оксидного слоя. [c.118]

Уточним три условия, при которых мы будем пользоваться формулой (3.14), соответствующей двухфотонным процессам. Во-первых, мы предполагаем, что кристалл прозрачен для падающего и рассеянного излучения, т. е. что энергия рассматриваемых фотонов Ь(й намного меньше энергии бюе электронных переходов кристалла. Во-вторых, мы предполагаем, что энергия бсй намного больше энергии колебательных квантов кристалла и что то же самое относится к разностям Ьсзе — йо). Второе из этих условий означает, что в гамильтониан взаимодействия Ж ) [формула (1.9)] должны входить только члены, связанные с электронами, так как ядра слишком инертны для того, чтобы следовать за высокочастотным электромагнитным полем [формула (4.3) из гл. 6]. [c.215]

Б поставленной задаче с потоком жидкости в пене, направленным против поля, формула (92) содержит в дейстБИтельиооти не одву, а две константы. Константу интегрирования уравнения (91) удобнее воего определить из краевого условия на границе пены с раствором 2 Хоо.Это дает С - Кроме [c.155]

Добавим в запрос поля Формула и Мол вес из таблицы Вещества , Класс из таблицы Классы и Состояние из таблицы Состояния . Для добавления поля (рис. 8.24) следует перетащить его из списка полей в соответствующей таблице в верхней части окна построителя запросов в нижнюю или выполнить двойной щелчок на названии поля, или выбрать название поля из списка в строке Поле в нижней части окна построителя запросов. [c.162]

Создать новый запрос по всем трем таблицам, включить в него поля Формула и Мол вес из таблицы Вещества , Класс из таблицы Классы и Состояние из таблицы Состояния и добавить в него сортировку записей по возрастанию молекулярного веса. Назвать запрос Вещества по весу . [c.170]

В данной главе асимптотический по времени подход был применен к исследованию фазовых переходов, как процессов развивающихся во времени. Анализ показал, что важными характеристиками неравновесного фазового перехода являются два времени релаксации ц] и Да Для Т<Тс существует потенциальный барьер и ц] характеризует время перехода через барьер при воздействии на систему шума. В модели Ландау, не принимающей во внимание флуктуации, время цГ отсутствует. Это время характеризует также длительность жизни отличного от нуля среднего значения параметра порядка (например, намагниченности или поляризации образца). Для потенциальных барьеров, значительно превышающих интенсивность шума или температуру, Ц1 экспоненциально мало. Время Цз > совпадающее со временем релаксации в теории Ландау, характеризует моменты, начиная с которых формируется метастабильная стадия релаксации параметра порядка. Эти времена определяются первыми двумя СЗ уравнения Фоккера-Планка и 1 12. Рассматривая развивающийся во времени фазовый переход, его удается объяснить в рамках обычных среднестатистических величин без привлечения понятий квазисредних и наивероятнейших значений параметра порядка даже в отсутствие внешнего поля. Симметрия задачи нарушается за счет начальных условий (флуктуаций), играющих важную роль при переходе через критическую область температур. В рамках асимптотического по времени подхода объясняется эффект насыщения и найдена обобщенная восприимчивость системы на малое внешнее поле. Формула для восприимчивости содержит два члена. Первый из них совпадает с результатом теории Ландау. Второй член учитывает вклад флуктуаций в восприимчивость и при определенных условиях может существенно превышать результат Ландау. Восприимчивость бистабильной системы с увеличением интенсивности шума резко возрастает до максимальной величины и затем плавно спадает (эффект аномальной восприимчивости реализуется на метастабильной стадии релаксации). При Т=Тс времена релаксации конечны ( 1 12) и определяют время установления равновесного распределения параметра порядка. При изменении температуры отрыв ц от 12 происходит в узкой области вблизи Тс. Именно в этой области происходит формирование метастабильной функции распределения, параметрически зависящей от температуры. [c.209]

При этом ф, 1] и р — временные компоненты потенциалов и плотности тока, Е и Р — электростатическое и мезостатическое поля. Формула (4) выражает условие равновесия сил. Следует конечно, потребовать и устойчивости равновесия. [c.151]

Л(2) 2)Л(1) так что коэффициенты электропроводности и термоэлектропроводности, перпендикулярные магнитному полю, становятся равными соответствующим коэффициентам, параллельным полю. Однако когда напряженность поля растет, перпендикулярные коэффициенты переноса уменьшаются, а поперечные — увеличиваются. Это можно проследить, рассматривая вращение частиц, скорости которых перпендикулярны магнитному полю. Формулы, из которых эти эффекты будут видны явно, приведены в следующем параграфе. [c.431]