Когерентность амплитуда

Структуру вещества определяют по данным о когерентных амплитудах рассеяния им нейтронов. Исследования проводят на мо-но- и поликристаллических образцах. [c.205]

Интегральная интенсивность когерентного рассеяния упорядоченной структуры, при расчете которой складываются амплитуды элементарных рассеянных волн, так же как и интегральная интенсивность рассеяния неупорядоченной структуры (газ), при расчете которой складываются интенсивности рассеяния отдельных частиц, пропорциональна числу рассеивающих частиц (закон сохранения энергии рассеянного излучения). [c.33]

Если центр спектрального распределения падающего излучения достаточно близок к резонансной частоте возбуждения ядра атома (в пределах ширины линии), то рассеяние идет по двум каналам и вследствие когерентности процессов полная амплитуда рассеяния равна сумме парциальных амплитуд релеевского и резонансного рассеяний [c.226]

Наибольший вклад в когерентное рассеяние вносят внутренние электроны атома. Внешние электроны атома обусловливают интенсивное когерентное рассеяние при малых углах. Это отчетливо видно из рис. 2.3,а, на котором представлено радиальное распределение электронной плотности 15 25 2р 35 3р электронов иона К . Там же показаны (рис. 2.3,6) соответствующие им /-кривые рассеяния. Из рисунка видно, что чем дальше от ядра находится данная группа электронов, тем быстрее убывает соответствующая ей /-функция с углом рассеяния. Действительно, сравнивая /-кривые для Ь -,25 - и Зз -электронов иона K видим, что значение/1 , обусловленное рассеянием Ь -электронов (Г1 = 0,03 А), почти не изменяется с углом рассеяния / п — кривая, обусловленная рассеянием 25 -электронами г = 0,18 А), монотонно спадает, в то время как для /з -кривой (гз = 0,6 А) характерно быстрое убывание с переходом в область отрицательных значений с последующей сильно затухающей осцилляцией около оси абсцисс. Амплитуда суммарного рассеяния иона [c.31]

Используя значения атомных амплитуд рассеяния рентгеновских лучей, можно по этой формуле вычислить /е(5) для любого элемента. Возведя (2.42) в квадрат, получим интенсивность когерентного рассеяния отдельным атомом [c.36]

На рис. 2.10 показаны атомные амплитуды когерентного рассеяния рентгеновского излучения, электронов и нейтронов. Наиболее сильная зависимость атомной амплитуды от угла рассеяния у электронов, менее сильная — у рентгеновского излучения и совсем она отсутствует у медленных ней- [c.40]

Числовые значения структурного фактора а 8) равны отношению наблюдаемой интенсивности когерентного рассеяния к интенсивности независимого рассеяния того же числа атомов. При больших S, а также в тех случаях, когда распределение атомов хаотичное, функция a(S) = 1. При переходе вещества из состояния с неупорядоченным расположением атомов в состояние с упорядоченным их расположением происходит перераспределение интенсивности, усиление ее в одних направлениях и ослабление в других. Функция а(5) осциллирует с постепенно уменьшающейся амплитудой около единицы, оставаясь положительной при всех значениях S (рис. 2.11). [c.47]

Отсюда видно, что в данном направлении отражаются нейтроны с дискретным значением их энергии. На практике используют отражения первого порядка. Интенсивность отражения п-го порядка в раз слабее интенсивности отражения первого порядка. Кроме того, если в отражении участвуют нейтроны с энергией вблизи максимума спектра, то нейтроны с энергией, отвечающей более высоким порядкам отражения, будут попадать в интервал спада кривой максвелловского распределения, что также обусловливается уменьшением относительной интенсивности отражений высших порядков. В качестве монохроматоров используются монокристаллы свинца, меди, цинка, бериллия, германия, характерными свойствами которых является большое значение амплитуды когерентного рассеяния при малом поглощении. Поворачивая кристалл-монохроматор на определенный угол, можно выделить из сплошного спектра нейтронов узкую полоску длин волн шириной порядка 0,05 А. [c.94]

Амплитуда когерентного рассеяния ядрами атомов Ка, С1, и равна [c.267]

Для жидкого гелия неравенство (XI. 15) выполняется, следовательно, к жидкому гелию теория Боголюбова применима. Физический смысл уравнений (XI. 9)—(XI.13) состоит в следующем. В основном состоянии, т. е. при О К, система когерентна. Это значит, что в ней нельзя выделить нулевое движение отдельных молекул. В системе распространяются волны движения . Они могут быть представлены как суперпозиция гармонических колебаний движения , амплитуда которых [c.242]

Когерентность источника излучения оказывает существенное влияние на качество оптического изображения как в контактном, так и в проекционном методе формирования микроизображения. При когерентном освещении меняются условия формирования изображения в изображении складываются амплитуды светового поля, а не интенсивности, как при некогерентном освещении возникает характерный когерентный шум , зернистость изображения. В связи с этим возможности формирования тех или иных структур в изображении оказываются зависимыми не только от качества оптической системы, но и от фазовых соотношений в объекте, взаиморасположения, размеров и формы элементов. [c.28]

Зависимость амплитуд от т может быть использована для идентификации А Х групп с л = 1, 2, 3, хотя для этой цели, по-видимому, более подходят эксперименты с вовлечением многоквантовой когерентности (см. разд. 4.5.6). [c.242]

Когерентность 0<м , созданная в приготовительный период и имеющая начальную комплексную амплитуду а, (Г] = 0), в период эволюции развивается под действием гамильтониана Тогда [c.352]

Для всех кросс-пиков (т. е. когда когерентности 0<ы и г><5 относятся к разным спинам) в корреляционной 2М-спектроскопии слабо связанных спиновых систем амплитуды зеркальных путей оказываются одинаковыми независимо от угла /3 смешивающего импульса, тогда как для диагональных мультиплетов (т. е. когда когерентности 0<м и г><5 соответствуют параллельным переходам) амплитуды одинаковы лишь при /3 = тг/2 [6.5]. [c.386]

В многоквантовой спектроскопии для сигналов, соответствующих так называемой удаленной связанности (не непосредственная связь, т. е. когда / )<5 и 0<и соответствуют различным активным спинам), амплитуды зеркальных путей переноса когерентности одинаковы при любых (8, а при непосредственной связанности (т. е. когда много- и одноквантовые когерентности имеют общий активный спин) сигналы равны только в случае 0 = тг/2 [6.26]. [c.387]

Фронтальная разрешающая способность ультразвуковых эхо-дефектоскопов обычно хуже, чем лучевая, и лимитирует возможности распознавания объекта (см. п. 2.4.3). Использование фокусировки позволяет уменьшить ее до 2Х, (1.6.4), т. е. сделать примерно равной лучевой. Однако фокусирующие преобразователи эффективны на небольшой глубине (в ближней зоне) и имеют большие размеры. Радикальное средство повышения фронтальной разрешающей способности — когерентная обработка информации, содержащейся в акустическом поле, возникшем в результате дифракции на дефектах. Рассмотренные в гл. 2 некогеренгные методы контроля основаны на анализе амплитуды отраженного или прошедшего через дефектный участок акустического поля. Когерентные методы основаны на совместном анализе не только амплитуды, но и фазы поля в большом количестве близкорасположенных точек в пределах значительного участка поверхности ОК- Их называют также методом синтезированной апертуры. [c.269]

При малом тд формула (IV.32) переходит в формулу интенсивности для мозаичного кристалла 5 (Н)иитегр = QV. В случае, когда можно пренебречь первичной экстинкцией, размеры блока кристдлла определяются из равенства тд л 0,4—0,5. Поскольку д зависит от А, и структурной амплитуды, то в разных случаях и для разных отражений он будет различным. Для сильных отражений величина поправки на экстинкцию больше. Предельный размер блоков в идеально мозаичном кристалле не должен превышать 1000 атомных слоев, что соответствует 10 — 10 см. Формула интенсивности динамической теории применима к когерентно рассеивающим кристаллам, толщина которых составляет 10 атомных слоев, т. е. к кристаллам толщиной не менее 10 — 10" см. В промежуточной области 10 — 10 см следует пользоваться формулой (IV.32). Отметим, что указанные выше размеры блоков приведены для случая рентгеновского излучения. [c.98]

СВОЮ энергию на ионизацию, возбуждение и частично на диссоциацию молекул. Часть этой энергии преобразуется в энергию излучения—сцинтилляции. Фотоны сцинтилляций, попадая на катод ФЭУ, выбивают из него электроны, каждый из которых, ускоряясь в электрическом поле на пути к первому диноду, получает энергию, достаточную для того, чтобы выбить из него п электронов. Этот процесс, развиваясь лавинообразно от дннода к диноду, создает на выходе ФЭУ электрический импульс, пропорциональный количеству электронов, выбитых из фотокатода. С выхода ФЭУ импульс подается на усилитель, а затем на дискриминатор, который выделяет из всего спектра импульсов только те, амплитуда которых соответствует энергии когерентно рассеянных рентгеновских фотонов. [c.98]

Ясно, что этот эксперимент может также приводить к переносу поляризации, но степень переноса будет зависеть от специфического расположения векторов намагниченности, относящихся к компонентам мультиплета, во время второго импульса. Оно в свою очередь зависит от резонансных частот сигналов S и длительности ij. Таким образом, мы имеем основу для двумерного эксперимента амплитуда сигнала I, детектируемая в течение времени ij, будет модулироваться как функция на резонансных частотах спинов S. Приведенная выше схема составляет фундамент гетероядерной корреляционной спектроскопии. Другой путь рассмотрения этой последовательности состоит в сравнении с OSY. Единственная разница заключается в том, что перенос когерентности после второго импульса распространен на другое ядро с помощью одновременного импульса на частоте этого ядра. Таким образом, видно, что все эксперименты в гл. 6, 8 (исключая NOESY) и 9 основаны на одном и том же явлении переносе когерентности между взаимодействующими спинами, который проще всего можно понять в контексте SPI. [c.349]

В этом разделе мы рассмотрим описание двумерных временных рядов в частотной области Будет показано, что обсуждав-наяся в предыдущем разделе выборочная взаимная ковариационная функция имеет преобразование Фурье, называемое выборочным взаимным спектром. Этот спектр является комплексно-значной функцией, которую можно записать в виде произведения действительной функции, называемой выборочным взаимным амплитудным спектром, и комплексно-значной функции, называемой выборочным фазовым спектром Аналогично преобразование Фурье теоретической взаимной ковариационной функции называется взаимным спектром Его можно представить в виде произведения взаимного амплитудного и фазового спектров Взаимный амплитудный спектр показывает, как велики амплитуды связанных частотных компонент в двух рядах на определенной частоте Аналогично фазовый спектр показывает, насколько запаздывает или опережает по фазе такая компонента в одном из рядов соответствующую компоненту в другом ряде для данной частоты В следующем разделе приводятся примеры взаимных амплитудных и фазовых спектров,- полученные из взаимного спектра двумерного линейного процесса (8 1.14). Затем вводится несколько более полезное понятие, чем взаимный амплитудный спектр, а именно спектр когерентности Мы покажем, что спектр когерентности и фазовый спектр дают полное описание двумерного нормального случайного процесса. [c.98]

Рентгеновские лучи способны к дифракции (рассешию), а кристаллы служат естественной дифракционной решеткой. Расстояния между плоскостями трехмерной кристаллической решетки (определяющие параметры элементарной ячейки) имеют такой же порядок, как и длина волны рентгеновского излучения, поэтому кристаллическая решетка и ведет себя подобно дифракционной решетке. Если монохроматический пучок рентгеновских лучей направить на кристалл, рентгеновские лучи рассеиваются когерентно, т е. при сохранении во времени постоянства соотношения между фазами волн и, следовательно, длины волны. Это создает возможность интерференции (сложения амплитуд волн) дифрагированного (вторичного) излучения, возникающего при взаимодействии первичного излучения с электронными орбиталями атомов кристаллической решетки. Получаемая дифракционная картина отражает трехмерную периодичности распределения электронных плотностей в кристаллической решетке, характеризующих расположение атомов. [c.145]

Впервые ввести в качестве второго измерения еще одну частоту предложил Джинер в 1971 г. [1.95]. Он представил двухимпульсный эксперимент во временной области, который положил качало двумерной спектроскопии [1.96]. Главным секретом двумерной (2М) импульсной спектроскопии является использование двух независимых периодов прецессии, в течение которых может развиваться когерентность. Частота прецессии когерентности внезапно меняется между периодами эволюции и регистрации вследствие того, что либо эффективный гамильтониан преобразуется с помощью одного из трюков спиновой алхимии, либо когерентность переносится с одного перехода на другой. Следует заметить, что когерентность наблюдается только в период регистрации. Эволюция в течение предыдущего периода времени косвенно прослеживается через фазу и амплитуду намагниченности в начале периода регистрации. Эта схема обладает многими важными преимуществами, позволяя, например, косвенно наблюдать многоквантовую когерентность. Следует выделить четыре основные группы методов 2М-спектроскопии. [c.27]

Такой тип составных импульсов находит применение, когда важно использовать зависимость амплитуд переноса когерентности от /3. Одним из примеров является последовательность усиления переноса когерентности без искажений (DEPT), обсуждаемая в разд. 4.5.6 другие примеры можно найти в двумерной спектроскопии (гл. 8). [c.181]

Это выражение определяет противофазную одноквантовую когерентность редких спинов. Фурье-преобразование сигнала индукции дает два пика при Пт ж Jkm с противоположными фазами и одинаковыми амплитудами. Если пренебречь релаксацией и спин-спиновыми взаимодействиями с другими ядрами, то очевидно, что при г = (2Jkm) амплитуда в выражении (4.5.45) больше по сравнению с исходным сигналом Smy в (4.5.44) в yi/ys раз. Это преимущество в чувствительности еще больше возрастает для систем, у которых 7I < Ti, поскольку эксперимент может повторяться с интервалом порядка 7I. На рис. 4.5.3 показан пример, когда экспериментально было получено 17-кратное увеличение чувствительности при переносе поляризации от Н к (yi/ys = Ю). [c.241]

IkzSmy за время третьего интервала т зависит от J и от числа эквивалентных протонов. В последовательности DEPT (рис. 4.5.5,б) использование в каждом втором эксперименте (тг) -импульса непосредственно перед регистрацией позволяет удалить противофазные составляющие. Метод DEPT (рис. 4.5.5,в) имеет дополнительное преимущество в том, что амплитуды мультиплетов имеют, как это видно из рис. 4.5.7, нормальное биномиальное распределение. В этом методе перед очищающим (тг/2)х-импульсом на частоте спинов I используется рефокусирующий импульс для спинов /, в результате чего все /-спиновые операторы, содержащиеся в гетероядерной многоквантовой когерентности, будут находиться в х-фазе и на них не будет влиять очищающий импульс [4.164]. [c.248]

Однако в ряде случаев нет необходимости получать полный двумерный спектр, а для извлечения соответствуюшей информации, например о мультиплетной структуре или ширинах линий выбранных МОТ, достаточно иметь одномерный многоквантовый спектр. Одномерные миогоквантовые спектры можно получать, проецируя двумерный спектр на ось ел или (еше проще) регистрируя амплитуду одноквантовой намагниченности в фиксированный момент времени после указанного выше третьего шага обратного превращения многоквантовой когерентности в одноквантовую в зависимости от периода эволюции /1 и преобразовывая сигнал 5(А) в спектр 5(ш])с помощью одномерного фурье-преобразования (см. разд. 6.5.5), [c.312]

Сандвич неизбирательных импульсов, определяемый выражением (5.3.1), применяется для возбуждения многоквантовой когерентности квадрупольных спинов в ориентированной фазе, при условии что амплитуда РЧ-импульсов превышает квадрупольные расшепления. Таким образом, для ориентированных спинов с 5 = 1 и аксиальносимметричным квадрупольным тензором щ = d [выражение (2.2.24)] импульсная последовательность [(ir/2). - г/2 - (ir). - г/2 - (ir/2).] дает преобразование [5.38] [c.317]

Особое внимание следует уделять возможному эффекту взаимо-погашения положительных и отрицательных амплитуд 2М-спект-ров. Разные пути переноса когерентности могут давать в проекцию вклады различного знака. Например, в многоквантовой спектроскопии полная интегральная интенсивность сигнала 2М-спектра, как правило, равна нулю. Следовательно, проекция на ось сх)1 дает нулевую интенсивность, если только это не проекция спектра абсолютных значений и в экспериментальной последовательности не используются никакие средства рефокусировки для преобразования противофазных мультиплетов 2М-спектров в синфазные сигналы перед проецированием. [c.394]

Этот же способ можно использовать для получения пиков в чистой моде посредством вычисления вещественного косинусного преобразования по 1 (разд. 6.5.3.1). В этом случае выбирают V = р, где р является порядком, который необходимо наблюдать (для когерентностей с р = имеем = тг(Г /ДГ1)/2, что дает сдвиг частоты сигналов на половину частоты Найквиста). Такой сдвиг сигналов целесообразен в том случае, когда несущая частота расположена в пределах спектра, как показано на рис. 6.6.4. Сигналы Р-и N-пикoв сдвигаются в противоположных направлениях, поскольку они соответствуют порядкам р противоположных знаков. Очевидно, для того чтобы избежать эффекта отражения в ситуации, показанной на рис. 6.6.4,6, скорость выборки и частота Найквиста должны быть увеличены в два раза. Если симметричные сигналы имеют равные амплитуды, то пики в чистой моде (т. е. в 2М-моде чистого поглощения или чистой дисперсии) получаются после вычисления вещественного фурье-преобразования относительно 1. [c.408]

Смотреть страницы где упоминается термин Когерентность амплитуда: [c.517] [c.606] [c.96] [c.185] [c.120] [c.47] [c.38] [c.46] [c.79] [c.137] [c.330] [c.100] [c.143] [c.31] [c.31] [c.171] [c.209] [c.243] [c.258] [c.350] [c.384] [c.389]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология