543.42 КРИСТАЛЛОГРАФИЯ В. Г. МАЛОГОЛОВЕЦ, А. С. ВИШНЕВСКИЙ НОВЫЕ ДАННЫЕ О ПОГЛОЩЕНИИ СИНТЕТИЧЕСКИМИ АЛМАЗАМИ В ОДНОФОНОННОЙ ОБЛАСТИ (Представлено академиком Н. В. Беловым 10 VI 1975)Поглощение алмазом в однофононной области (700-1400 см-1) обус ловлено примесями и структурными дефектами кристаллической решетки.По характеру поглощения в этом районе большинство кристаллов синте тического алмаза (с.а.) относится, согласно принятой классификации (*) к типу lb.Алмазы этого типа (как природные, так и синтетические) ха рактеризуются тем, что основная примесь в нихазотвходит в решет ку преимущественно в диспергированной парамагнитной форме (центрС).Спектры поглощения с.а., опубликованные различными исследователями, по форме практически идентичны: слабые перегибы при 1065 и 110 см-1, интенсивная главная полоса поглощения с максимумом при 1135 см'1, полоска в районе 1250-1310 см-1 и острая полоска при 1345 см-1 (рис. 1, Z). Интенсивность полосы 1135 см-1 коррелирует с концентрацией парамагнитного азота, определенного методом э.п.р.(2~4).При специальном легировании кристаллов различными элементами (В, Al, Si, Ga, Ti, As, 14N и 15N) спектры однофононного поглощения не сколько видоизменяются.Особенности таких спектров рассмотрены в (5~7).В настоящей работе при изучении более 200 монокристаллов (разме ром 0,4-1,0 мм) с.а.различного габитуса, выращенных в системе Ki -Мп -С без введения в шихту специальных добавок, обнаружены новые, ранее не обсуждавшиеся полосы поглощения.Спектры поглощения получены на спектрофотометре UR-20 с использованием микроприставки.Коэффициент поглощения «л рассчитывали по методу внутреннего стан дарта, в качестве которого выбрана полоса поглощения решетки алмаза 2030 см-1.В ИК спектрах большого количества исследованных кристаллов с.а.на ряду с поглощением, обусловленным диспергированным азотом, присутст вуют полосы 990, 1065, 1290-1320 и 1335 см-1 (рис. 1, 2-6).Интенсив ность этих полос менялась от образца к образцу симбатно, независимо друг от друга они не наблюдались.Встречались кристаллы, для которых форма одпофононного поглощения определялась в основном этими допол нительными полосами.Естественно ожидать, что они обусловлены неко торым нарушением алмазной решетки, отличным от центра С. В дальней шем будем называть это нарушение «центром D», а перечисленные выше полосы-«системой D».Анализ большого количества спектров поглощения с.а.показал, что для кристаллов, содержащих только центр С, справедливо отношение J35/0-1290 =2,9+0,3 в широком интервале значений схнзз (3-30 см *).А для кристаллов, содержащих оба центра, аизз/ссиэо всегда меньше 2,9.В наших экспериментах «изз/сси-эо было наименьшим (0,3) у кристаллов с малой концентрацией парамагнитного азота и относительно большим со держанием центра D.Некоторой количественной мерой содержания центров D в с.а.может служить избыточное (по сравнению с с.а.чистого типа 16) поглощение при 1290 см-1:
543.42 КРИСТАЛЛОГРАФИЯ В. Г. МАЛОГОЛОВЕЦ, А. С. ВИШНЕВСКИЙ НОВЫЕ ДАННЫЕ О ПОГЛОЩЕНИИ СИНТЕТИЧЕСКИМИ АЛМАЗАМИ В ОДНОФОНОННОЙ ОБЛАСТИ (Представлено академиком Н. В. Беловым 10 VI 1975)Поглощение алмазом в однофононной области (700-1400 см-1) обус ловлено примесями и структурными дефектами кристаллической решетки.По характеру поглощения в этом районе большинство кристаллов синте тического алмаза (с.а.) относится, согласно принятой классификации (*) к типу lb.Алмазы этого типа (как природные, так и синтетические) ха рактеризуются тем, что основная примесь в нихазотвходит в решет ку преимущественно в диспергированной парамагнитной форме (центрС).Спектры поглощения с.а., опубликованные различными исследователями, по форме практически идентичны: слабые перегибы при 1065 и 110 см-1, интенсивная главная полоса поглощения с максимумом при 1135 см'1, полоска в районе 1250-1310 см-1 и острая полоска при 1345 см-1 (рис. 1, Z). Интенсивность полосы 1135 см-1 коррелирует с концентрацией парамагнитного азота, определенного методом э.п.р.(24).При специальном легировании кристаллов различными элементами (В, Al, Si, Ga, Ti, As, 14N и 15N) спектры однофононного поглощения не сколько видоизменяются.Особенности таких спектров рассмотрены в (57).В настоящей работе при изучении более 200 монокристаллов (разме ром 0,4-1,0 мм) с.а.различного габитуса, выращенных в системе Ki -Мп -С без введения в шихту специальных добавок, обнаружены новые, ранее не обсуждавшиеся полосы поглощения.Спектры поглощения получены на спектрофотометре UR-20 с использованием микроприставки.Коэффициент поглощения «л рассчитывали по методу внутреннего стан дарта, в качестве которого выбрана полоса поглощения решетки алмаза 2030 см-1.В ИК спектрах большого количества исследованных кристаллов с.а.на ряду с поглощением, обусловленным диспергированным азотом, присутст вуют полосы 990, 1065, 1290-1320 и 1335 см-1 (рис. 1, 2-6).Интенсив ность этих полос менялась от образца к образцу симбатно, независимо друг от друга они не наблюдались.Встречались кристаллы, для которых форма одпофононного поглощения определялась в основном этими допол нительными полосами.Естественно ожидать, что они обусловлены неко торым нарушением алмазной решетки, отличным от центра С. В дальней шем будем называть это нарушение «центром D», а перечисленные выше полосы-«системой D».Анализ большого количества спектров поглощения с.а.показал, что для кристаллов, содержащих только центр С, справедливо отношение J35/0-1290 =2,9+0,3 в широком интервале значений схнзз (3-30 см *).А для кристаллов, содержащих оба центра, аизз/ссиэо всегда меньше 2,9.В наших экспериментах «изз/сси-эо было наименьшим (0,3) у кристаллов с малой концентрацией парамагнитного азота и относительно большим со держанием центра D.Некоторой количественной мерой содержания центров D в с.а.может служить избыточное (по сравнению с с.а.чистого типа 16) поглощение при 1290 см-1:
в. ГЕЙЗЕНБЕРГ что они напоминают те парадоксы, которые появились при анализе явлений излучения.Отказ от пространственно-временных образов характерен для формального рассмотрения проблем теории излучения и механической теории теплоты.Подобное рассмотрение было предпринято в недавно появившихся работах де Бройля *) и Эйнштейна **).С точки зрения' перспективы, которую открывают эти работы, я считал бы, что содержащиеся в настоящей работе соображения могут иметь некоторый интерес.Поэтому я решил опубликовать эту работу без изменений, хотя лежащие в ее основе стремления теперь могут показаться, пожалуй, безнадежными.530.145.6 О КВАНТОВОТЕОРЕТИЧЕСКОМ ИСТОЛКОВАНИИ КИНЕМАТИЧЕСКИХ И МЕХАНИЧЕСКИХ СООТНОШЕНИЙ***) В. Гейзенберг (Гёттинген) (Поступило 29 июля 1925 г.) В этой работе делается попытка получить основы квантовотеоретической механики, которые базируются исключительно на соотношениях между принципиально наблюдаемыми величинами.Как широко известно, против формальных правил, которые используются в квантовой теории для вычисления наблюдаемых величин (например, энергии водородного атома), выдвигаются серьезные возражения: эти правила содержат в качестве существенной составной части отношения между величинами, которые, по-видимому, принципиально не могут быть наблюдаемы (каковы, например, положение и время обращения электрона).Таким образом, этим правилам явно недостает какого-либо наглядного физического фундамента, если все еще не придерживаться надежды, что такие до сих пор ненаблюдаемые величины, возможно, могут стать доступными эксперименту когда-либо позднее.Такая надежда могла бы считаться правомерной, если бы упомянутые правила были сами по себе последовательны и применимы в какой-либо определенной ограниченной области квантовотеоретических проблем.Но опыт показывает, что эти формальные правила квантовой теории пригодны только для задач об атоме водорода и его эффекте Штарка, но уже в задаче о «скрещенных полях» («gekreuzten Felder») (атом водорода в электрическом и магнитном полях различного направления) появляются фундаментальные трудности, состоящие в том, что взаимодействие атома с периодически меняющимися полями, несомненно, не может удовлетворительно описываться с помощью названных правил и, что, наконец, распространение этих правил на описание атомов со многими электронами оказалось невозможным.Стало обычным считать эти неудачи квантовотеоретических правил, которые ведь по-существу, характеризовались применением классической механики, как отклонение от классической механики.Но
МАТЕМАТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА М. И. МОНАСТЫРСКИЙ, А. М. ПЕРЕЛОМОВ КОГЕРЕНТНЫЕ СОСТОЯНИЯ ДЛЯ ГРУПП ДВИЖЕНИЙ СИММЕТРИЧЕСКИХ ПРОСТРАНСТВ (Представлено академиком Я. Б. Зельдовичем 22 II 1974) В настоящей работе мы продолжим начатое в (*) исследование обоб щенных когерентных состояний (о.к.с.), не являющихся квадратично-интегрируемыми.О.к.с., введенные в (2), так же как и обычные когерент ные состояния (3), оказались полезными при решении ряда задач, обла дающих динамической симметрией.С их помощью были решены задачи о рождении пар частиц в однородном внешнем поле (4); когерентные со стояния для группы вращений (5) применялись для оценки статистиче ской суммы квантовой системы спинов (6) и в модели Дике (7).В этой заметке мы рассмотрим о.к.с., связанные с представлениями основной серии класса I. Особенно подробно будут рассмотрены о.к.с.для симметрических пространств трубчатого типа. 1. Пусть Gсвязная вещественная полупростая группа Ли с конеч ным центром.Известно (8), что группа G обладает серией унитарных не приводимых представлений (у.н.п.) класса I, т. е. серией у.н.п., в про странстве представления которых существует вектор | ф0>, инвариантный относительно действия максимальной компактной подгруппы К. Рассмотрим множество состояний {T(g) |-ф0>}; |i|?s>=7'(g) |ф0>.Такое состояние определяется точкой фактор-пространства X=G/K (X -сим метрическое пространство некомпактного типа).Выбирая в классе gK, соответствующем точке х^Х, элемент gx, получаем систему состояний {|а:>}:
Математические аспекты слабо неидеального бозе-и ферми-газа на кристаллической подложке c 2003.В. П. МАСЛОВ В современном функциональном анализе часто рассматриваются уравнения с частными производными от бесконечного числа аргументов в бесконечной области.Вопрос об асимптотике решений уравнений при стремящемся к бесконечности числе аргументов, если одновременно стремится к бесконечности «объем» области, на которой рассматривается задача, близок к задачам квантовой статистики и термодинамики.Эти задачи в физике так же, как и в квантовой теории поля, часто рассматриваются на решетке (на разностной сетке).Это делается не только для некоторых упрощений и регуляризаций, но и потому, что такая постановка реализуется в кристаллических структурах.С другой стороны, задачи квантовой статистики связаны с математической статистикой и теорией вероятностей.Известно, что квадрат модуля собственной функции уравнения Шрёдингера определяет плотность распределения частицы по координатам, отвечающую этому собственному значению, т. е. говоря на физическом языке, данному уровню энергии
ОПТИЧЕСКАЯ НАКАЧКА*) Т. КарверТермин оптическая накачка относится к перераспределению атомов по их уровням тонкой или сверхтонкой структуры с помощью света.Применяемым излучением обычно является резонансное излучение атома.Оно выбирается специальным образом, особенно в виде циркулярнополяризованного, анизотропного, отфильтрованного или амплитудно-модулированного излучения.На необычайно простой экспериментальной установке можно измерять тонкую и сверхтонкую структуру атомных уровней, магнитные моменты радиоактивных ядер, сечения ряда интересных процессов, магнитные характеристики свободных ионов и электронов, а также производить поляризацию атомов, ядер и электронов.Эта методика уже привела к созданию двух особенно полезных устройстватомных часов очень простой конструкции и магнетометров, имеющих особую ценность при измерениях слабых магнитных полей Земли и в космическом пространстве; описываемый метод использовался, по крайней мере частично, при разработке генераторов когерентного света, или лазеров.Исследования проводились весьма энергично, отчасти из-за большой применимости этой простой методики, частично же из-за привлекательности исследований в области, где основные представления так ясны, что нельзя не удивиться, почему они не были развиты ранее.В прошедшие двадцать лет был сделан ряд открытий, а именно -магнитный резонанс, квантовый генератор света, рассеяние γ-лучей без отдачи, которые имели аналогичный характер.В случае оптической накачки резонансное оптическое излучение натрия было хорошо исследовано еще в 20-х годах: было развито большинство необходимых квантовомеханических представлений об орбитальном моменте и фактически обнаружены некоторые явления, связанные с оптической накачкой.Возможно, что если бы методика оптической накачки была открыта в 30-х годах, никогда не были бы созданы установки, формирующие атомные пучки.ПРОЦЕСС ОПТИЧЕСКОЙ НАКАЧКИ Оптическая накачка обычно производится циркулярно-поляризованным светом.Так же как свет оказывает давление, циркулярнополяризованный свет может передавать момент импульса и производить вращение.Это было впервые показано в 1935 г. с помощью крутильного маятника 1 .Прежде чем рассмотреть воздействие циркулярно-поляризо-*) Tomas R. Carver, Optical Pumping, Science 141 (No. 3581), 599 (1963).В оригинале-резюме: «Рассеянный резонансный свет может поляризовать атомы и служить простым средством для наблюдения тонкой структуры».Перевод В. В. Власова.
Продолжено теоретическое исследование возможностей известного метода пробного монохроматического светового пучка при оптической накачке атомов (молекул) разреженной газовой среды широкополосным излучением в тонкой ячейке, диаметр которой гораздо больше ее внутренней толщины.В отличие от расчетов предыдущих публикаций по данному методу спектроскопии в настоящей работе рассмотрены произвольные значения интенсивности излучения накачки и толщины цилиндрической газовой ячейки.Таким образом, проанализированы всевозможные механизмы и особенности скоростной селекции атомов на оптически возбужденных уровнях, обусловленные пролетной релаксацией данных атомов в подобных тонких ячейках.На этой основе исследованы внутридопплеровские резонансы поглощения пробного светового пучка на квантовых переходах из верхнего уровня, возбужденного оптической накачкой.Полученные результаты могут найти применение в спектроскопии высокого разрешения атомов (молекул), а также для стабилизации лазерной частоты по установленным узким спектральным резонансам.
А.И. Иванов, В.В. Березюк ПРОЯВЛЕНИЕ НЕАБЕЛЕВОЙ ГЕОМЕТРИЧЕСКОЙ ФАЗЫ В СИСТЕМАХ С КВАДРУПОЛЬНЫМ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕМ Рассмотрен эксперимент Р. Тико по вращательному расщепле- нию линий в спектрах ЯКР. Показана связь этого расщепления с не- абелевой геометрической фазой. Вычисленная на основе КЭС вели- чина расщепления согласуется с ее экспериментальным значением.
Введение Несмотря на два десятилетия, прошедшие с момента публикации работы М. Берри [1], в которой было показано, что при достаточно мед-ленной эволюции квантовой системы полная фаза ее волновой функ-ции наряду с хорошо известным динамическим вкладом содержит сла-гаемое, имеющее геометрическую природу, интерес к этой теме как у теоретиков, так и у экспериментаторов не угас. Существенным про-движением на этом пути стало введение Ф. Вильчеком и А. Зи [2] не-абелевой геометрической фазы. Одним из наиболее важных результа-тов, способствовавших лучшему пониманию абелевой и неабелевой геометрических фаз, является предложение рассматривать фазу Берри как голономию связности линейного расслоения, относящуюся к невы-рожденным собственным состояниям гамильтониана [3]. Хотя уже выполнены сотни работ по геометрическим фазам, число детально рассмотренных примеров не так велико. Одним из примеров проявления геометрической фазы является эксперимент, описанный в работе Р. Тико «Адиабатическое враща-тельное расщепление и фаза Берри в ядерном квадрупольном резонан-се». В этой работе для демонстрации вращательного расщепления в спектрах ЯКР рассмотрен эксперимент с вращением образца. Расщеп-ление интерпретируется как проявление геометрической фазы, обу-словленной адиабатически меняющимся гамильтонианом. Данная ста-тья посвящена детальному рассмотрению эксперимента Р. Тико и при-менению подхода Ф. Вильчека и А. Зи к расчету геометрической фазы.