Astronomie

Proč jsou úrovně map rádiových obrysů uvedeny v mJy / paprsku a co to znamená?

Proč jsou úrovně map rádiových obrysů uvedeny v mJy / paprsku a co to znamená?


We are searching data for your request:

Forums and discussions:
Manuals and reference books:
Data from registers:
Wait the end of the search in all databases.
Upon completion, a link will appear to access the found materials.

Vím, co je Janský, ale nerozumím, jaký paprsek (v $ frac {1 Jy} {paprsek} $) je. Pokud je jansky jednotka hustoty toku, jaký typ jednotky je $ frac {1 Jy} {paprsek} $?


Jansky je definován jako $ 1 Jy = 10 ^ {- 23} erg / s / cm ^ 2 / Hz $. Takže veškerá energie vycházející z daného pevného úhlu za čas, na kmitočtový koš a na oblast detektoru.

To je výhodné pro zdroje malého úhlového rozsahu (menší než pozorovací paprsek), např. pro bodové zdroje, protože tok zůstává konstantní pro různé velikosti paprsku. U rozšířených zdrojů je jas povrchu často popisován jednotkami Jy na plný úhel. Rádiové obrysové mapy, např. mezihvězdných mračen obvykle ukazují objekty, které jsou větší než paprsek, takže pozorované toky jsou funkcí velikosti paprsku. K vyčištění vlivu paprsku od data, kdy se použije Jy / paprsek (plocha paprsku ve steradanu).

Jde tedy o povrchový jas. Pro tok 1 Jy měřený paprskem plného úhlu 1 sr najdeme: $ 1 Jy / paprsek = 10 ^ {- 23} erg / s / cm ^ 2 / Hz / sr $.

Všimněte si, že 1 sr je již obrovská část oblohy. Nosníky jsou mnohem menší, řádově od průměru oblouku po oblouk.


Abychom urychlili zobrazování / autokalibraci dat kontinua, budeme průměrovat kanály společně a poté označíme několik spektrálních rysů. Tato metoda funguje dobře v případě pouze několika spektrálních linií, přičemž si zachovává dostatečnou kanalizaci, která pomáhá při vícefrekvenční syntéze a je schopna odstranit spektrální rysy z průměrovaných dat. Při zobecnění tohoto procesu na jiné datové sady se bude průměrování kanálu lišit. Poznámka pro data s velkou šířkou pásma není nikdy dobrý nápad použít jako data kontinua odhad kontinua generovaný odčítáním uv-kontinua. V minulosti to fungovalo dobře s úzkopásmovými systémy, jako je VLA, a s nástroji s nízkým dynamickým rozsahem, jako je SMA, ale nedoporučuje se to pro širokopásmová data ALMA a data s vysokým dynamickým rozsahem.

Jeden může také nejprve označit spektrální funkce, ale v takovém případě si vytvořte zálohu souboru, který je analogický s TWHydra_corrected.ms, protože jej budete potřebovat později (bez příznaku) pro zobrazování spektrálních čar. Začneme vyloučením

20 kanálů na každém okraji a v průměru přes 100 kanálových intervalů:

Nyní vytvořte graf amplitudy vs. kanálu, abyste zjistili, co je třeba označit

Čáry CO (3-2) a HCO + (4-3) jsou zřejmé. 4. spw spw = 3 také ukazuje vzestup na nejvyšších kanálech, což je problematické, bylo to vidět i na kalibrátorech a je to pravděpodobně kvůli slabé atmosférické vlastnosti, označíme to nejhorší.

Podívejte se na kontinuum jako funkci UV vzdálenosti (na grafu vpravo jsou 4 spw zobrazeny v různých barvách na sebe). Pokud jsou data plochá jako funkce UV vzdálenosti, je zdroj zcela nevyřešený. Pokud místo toho uvidíte strukturu (v tomto případě klesající amplitudu s uv-vzdáleností), zdroj je vyřešen.

Všimněte si, že spw nemají stejnou amplitudu. Bohužel červená spw (nejvyšší frekvence) by měla být vyšší než zelená (nejnižší frekvence), protože opticky tenký prach jde jako nu ^ 4 a opticky silný jako nu ^ 2. Tato nekonzistence je způsobena nedokonalou kalibrací amplitudy / absolutního toku. Níže uvedená autokalibrace je přivede k vzájemné shodě, ale toto je věc, která vede ke značné nejistotě absolutního toku při vlnových délkách submilimetru. Pracujeme na tom, jak to udělat lépe.


Polovodiče

Yuriy M. Poplavko, v Electronic Materials, 2019

8.6 Polovodiče v magnetickém poli

V této části je zkoumán vliv magnetického pole na pohyb elektrických nábojů (elektronů a děr) ve vodičích a polovodičích, jsou-li to diamagnetické nebo paramagnetické látky. Účinek magnetizace za těchto podmínek je nevýznamný (μ ≈ 1), ale při externím magnetickém poli B se vztahuje na vodiče, a zejména na polovodiče, dochází v důsledku působení Lorentzovy síly na pohybující se elektrické náboje k mnoha zajímavým a důležitým elektronickým efektům.

Nosiče bezplatných nábojů (elektrony nebo díry) pod vlivem stálého magnetického pole namířeného na z-Osa v případě neurčitě volné dráhy elektronu (bez rozptylu) by vytvořila uzavřenou křivku v xy-rovina kolmá ke směru magnetické indukce Bz. Hlavními parametry této trajektorie jsou frekvence otáčení ωC = eBz/ m⁎ s poloměrem oběžné dráhy r = υ/ωC (υ je průměrná lineární rychlost) a doba rotace T = 2π/ωC. Je tedy možné předpokládat, že účinek magnetického pole se sníží na rotaci vektorových projekcí rychlosti v rovině xy beze změny průměrného modulu rychlosti.

Podle termodynamického rovnovážného stavu jsou všechny směry lineární rychlosti nosičů náboje ekvipravitelné, proto je magnetický moment uzavřených drah kompenzován. Kromě toho jsou kompenzována také elektronická otočení v kovalentních vazbách, takže celkový moment otáčení se prakticky rovná nule. Pouze v případě velmi vysoké hodnoty vnějšího magnetického pole může dojít k porušení kompenzace otáčení. Tento jev lze pozorovat jako paramagnetismus elektronického plynu v kovech a polovodičích. Avšak i za těchto podmínek je změna energie elektronů ve vnějším magnetickém poli zanedbatelná.

Tato situace se mění, když vnější magnetické pole působí na vodič (nebo polovodič), který se nachází v termodynamicky nerovnovážné podmínky, když z mnoha důvodů (gradient elektrického pole, teplotní gradient, osvětlení) a režie dochází k pohybu elektrických nábojů. Mobilita elektronů je obvykle vyšší než mobilita děr.

Důležitý je také mechanismus přenosu náboje (drift, difúze) a rychlost toku elektronů (otvorů). Je třeba poznamenat, že tato rychlost není pro Všechno tok nosiče náboje: některé z nich jsou relativně pomalý („Chladnější“) nosiče poplatků, zatímco jiné jsou hodně rychlejší („Více horké“) nosiče poplatků. V případě nedegenerovaného polovodiče je distribuce nosiče náboje na jeho rychlost dána Maxwellovým zákonem:

kde β = m⁎/2kBT zatímco m⁎ je efektivní hmotnost nosiče náboje a kB je Boltzmannova konstanta.

Distribuční funkce pro rychlost F(υ) je znázorněno na obr. 8.29. Existují tři rychlosti, v tomto případě zvláštní: nejpravděpodobnější rychlost υmax, průměrná rychlost 〈υ〉 A střední čtvercová rychlost υ 2. Jak je znázorněno na obr. 8.29, Maxwellova distribuce nosičů náboje je asymetrická, pokud jde o nejpravděpodobnější υmaX, protože se zvyšující se rychlostí klesá relativní počet nosičů náboje pomaleji. Pamatujte, že vliv magnetické síly přesně souvisí se střední čtvercovou rychlostí.

Obr. 8.29. Maxwellova distribuce náboje na rychlost v nedegenerovaných polovodičích.

Galvanomagnetické efekty. Na společná akce elektrických a magnetických polí na vodičích a polovodičích, řada kinetické jevy jako je rozdíl v elektrických potenciálech, změna elektrické vodivosti a změna tepelné vodivosti. Kromě toho lze vidět některé změny elektrických a tepelných vlastností jako v podélný směru (podél kterého je aplikováno elektrické pole), tedy v příčný směr. Takové jevy se obvykle nazývají galvanomagnetické efekty (Obr. 8.30).

Obr. 8.30. Základní galvanomagnetické jevy.

Při umístění do vodiče magnetického pole vzniká příčný potenciál, známý jako Hallův a # x27s efekt, zatímco změna podélného odporu v magnetickém poli je magnetorezistivní účinek (tento efekt se někdy také nazývá Gaussův efekt). Vzhled příčného rozdílu teplot v magnetickém poli je příčný galvanotermagnetický Ettingshausenův efekt, zatímco podélný teplotní rozdíl je galvanotermagnetický Efekt Nernst & # x27s. Samoindukovaná komprese kanálu s vodivou plazmou pod magnetickým polem je efekt sevření [3] .

Ve vztahu k magnetickému poli jsou galvanomagnetické efekty rozděleny na sudé a liché. Efekt se nazývá „lichý“, pokud se jeho směr změní, když magnetické pole přepne své znaménko na opačné. Hallův a # x27s efekt a příčný galvanotermagnetický efekt patří k „lichým“ efektům. V případě přepnutí směru magnetického pole se znaménko účinku nezmění, pak je takový účinek „rovnoměrný“, který zahrnuje účinek magnetorezistence a podélný galvanotermagnetický účinek.

Všechny galvanomagnetické jevy lze studovat jako v adiabatický tak v izotermický podmínky. Účinek je adiabatický, pokud studovaný vzorek nemůže vyměňovat svoji energii s prostředím, proto ve vzorku teplotní gradient (∇ T). V případě izotermických podmínek naopak dochází k výměně energie a ∇ T = 0. Hallův efekt a efekt magnetorezistence jsou tedy izotermické, protože jsou obvykle považovány za izotermických podmínek.

Je třeba poznamenat, že galvanomagnetické účinky lze popsat pohybem nabitých částic s ohledem na přešel elektrický E a magnetické B pole. Jak je známo z elektrodynamiky, v takových elektromagnetických podmínkách dochází k Lorentzově síle působící na elektrický náboj:

V překřížených polích ( E B) nosiče poplatků se pohybují podél a cykloidní to je výsledkem přidání dvou druhů pohybu částic:

rotace v kruhu o poloměru r0 = m⁎E / eB 2 pod zkříženými elektrickými a magnetickými poli

pohybující se v elektrickém poli rychlostí driftu υd = uE, kde u je pohyb driftu.

Vliv magnetického pole na vodič, kterým protéká elektrický proud, tedy mění trajektorii nosičů náboje, čím větší je jejich „kroucení“ na kruhové dráze, tím silnější je magnetické pole. Kritériem hodnoty magnetického pole je poměr mezi poloměrem zakřivení r0 a střední volná cesta λ přepravce poplatků.

Pokud poloměr r0 zakřivení trajektorie elektronů # 27 je mnohem větší než střední volná dráha λ (r0λ), pak v takových polích je střední volný čas (relaxační čas) menší než doba rotace. V tomto případě je relaxační čas platný pouze na části úplné rotace elektronů v magnetickém poli, to znamená, že kruhová dráha elektronu & # x27s je odpojena. Proto je pohyb elektronů zkreslený jen málo a takové magnetické pole se nazývá jako slabý.

Naopak, pokud r0λ, pak magnetické pole je silný, protože to zkroutí náboje natolik, že výrazně změní jejich trajektorii. Za těchto podmínek je relaxační čas větší než perioda rotace, a proto má nosič náboje dostatek času na provedení několika úplných rotací v magnetickém poli, takže rozptylový mechanismus nosičů náboje se bude lišit od mechanismu rozptylu ve slabém magnetickém poli.

Koncept slabého nebo silného pole závisí nejen na „vnějším“ faktoru (velikosti magnetického pole) B), ale také na pohyblivosti nosičů náboje v krystalu, tj. na zvláštních vlastnostech vodiče (nebo polovodiče). Může se stát, že stejné magnetické pole pro jednu hodnotu mobility vypadá jako slabé, ale pro druhou je silné. Například v germaniu při poměrně vysokých teplotách (400 K) je pohyblivost elektronů un 0,3 m 2 / V s a síla magnetického pole 10 kOe splňuje kritéria slabého pole. Stejné magnetické pole pro germanium při nízké teplotě (asi 10 K), kdy je pohyblivost elektronů vysoká (uE ≈ 100 m 2 / V s), se považuje za silné pole.

V kovech za normálních podmínek je mobilita elektronů obvykle uE ≤ 0,01 m 2 / V s. Galvanomagnetické účinky na kovy proto zpravidla odpovídají kritériu slabého magnetického pole.

Při zkoumání společného působení magnetického a elektrického pole je třeba vzít v úvahu také rozdělení nosiče náboje na jeho rychlost a energii. Obvykle pouze v mnoha experimentech znamenat rychlost elektronů je brána v úvahu. Nicméně v magnetické pole rozdíl mezi rychlým („horkým“) chováním elektronů a pomalým („studeným“) chováním elektronů může mít důležitý význam.

Hallův a # x27s efekt bylo krátce diskutováno v části 5.2. Tímto efektem je vzhled Hallova rozdílu v potenciálu při umístění vodiče nebo polovodiče s proudem do zkřížené elektrické E a magnetické B pole. V podmínkách společného působení elektrických a magnetických polí navzájem kolmých jsou mobilní nosiče náboje otáčeny Lorentzovou silou ve třetím směru - kolmo na směry obou polí, viz obr. 5.3 v části 5.2. V dříve uvažovaném případě (elektrické pole EX je směrován podél vzorku, zatímco vektor magnetické indukce B je kolmý na vzorek), elektron se ohýbá stranou Lorentzovou silou FLor = e[υdB] z počátečního směru pohybu k jedné z bočních hran vzorku. To odpovídá představivosti o otáčení trajektorie elektronu při působení magnetického pole.

Když se nosiče náboje odchýlí k bočním okrajům vzorku, příčné elektrické pole Ey dojde. Pokud je vzorek v tomto směru otevřený v oběhu, pak přerozdělení nábojů vede k prohibitivní síle - intenzita pole ve směru y-osa (osy jsou vyznačeny na obr. 5.3). Tento proces bude pokračovat tak dlouho, jako elektrické pole Ey se stane dostatečně velkým na to, aby kompenzovalo sílu, která způsobuje odchylku nosičů náboje k bočním hranám.

V rovnici (5.9) je třeba nahradit: ELor = 0 z toho vyplývá výraz pro Hallovo příčné elektrické pole:

Je vidět, že Hall & # x27s pole je přímo úměrné hustotě proudu jX a na magnetickou indukci Bz. Konstanta proporcionality RH je koeficient Hall & # x27s (nebo Hall & # x27s konstantní) ve slabých magnetických polích, nezávisí na hodnotě magnetické indukce.

Hall & # x27s konstanta je nezávislá na mechanismu rozptylu: RH = (ne) - 1. Po transformaci je možné získat: Ey = (1/nEec)jX. Od náboje elektronu “E" a rychlost světla C jsou dobře známé, zatímco hodnoty j a B jsou měřeny přímo, tento vzorec umožňuje určit počet elektrony na jednotku objemu nE jak v polovodiči, tak ve vodiči. Z tohoto důvodu je při vyšetřování polovodičů široce používán Hallův efekt.

Jinými slovy, v npolovodičové hlavní nosiče náboje typu jsou elektrony. Odchylně od směru elektrického pole Lorentzovou silou vytvářejí na boční ploše vzorku (na kterou je Lorentzova síla směrována) záporný prostorový náboj. v p- polovodiče typu, ze stejného důvodu vytvářejí otvory kladný prostorový náboj na boční ploše vzorku. Experimentálně měřené znaménko a velikost Hallova potenciálu mezi povrchy na straně vzorku otevírají možnost určit nejen znaménko většiny nositelů náboje, ale také jejich koncentraci.

V případě smíšený vodivost, při přenosu náboje, protože jsou zapojeny jak elektrony, tak otvory, je analýza Hallova efektu obtížná. Jak je patrné ze zobrazeného vzorce, Lorentzova síla má stejný směr pro elektrony a díry. Proto se elektrony a díry odchylují na jednu stranu. Mobilita a koncentrace elektronů a děr se však v tomto případě liší, ve vytvořeném vesmírném náboji se elektrony a díry nemohou navzájem úplně kompenzovat. V degenerovaných polovodičích, stejně jako v kovech, jsou tyto elektrony zapojeny do elektrické vodivosti umístěné v nejvyšších úrovních energie. Proto je v tomto případě možné ignorovat distribuci elektronů v energiích.

Porovnáme-li Hallov účinek v polovodičích a kovech, je třeba poznamenat, že koncentrace elektronů v kovech je vyšší o několik řádů než v polovodičích. Proto je Hallovo pole v kovech mnohem menší než v polovodičích. Proto v Hallovy senzory magnetických polí by se měly používat pouze polovodiče. Protože Hall & # x27s efekt je široce používán v měření magnetického pole, je třeba poznamenat, že největší hodnota Hallova pole Ey lze získat v nedegenerované dotované polovodiče, za předpokladu, že koncentrace většinových nosičů náboje je přinejmenším řádově vyšší než koncentrace menšinových nosičů náboje.

Mezi různými diskutovanými efekty jsou také anomální Hall & # x27s efekt, kvantová Hallův a # x27s efekt a roztočit Hallův a # x27s efekt.

Rovněž lze pozorovat vzhled elektrického pole ve vodivém materiálu kolmém na směr proudu (který prochází vzorkem) v nepřítomnosti magnetickému poli se tento jev nazývá anomální Hallův a # x27s efekt. Je to docela podobné Hallovu efektu, ale vyskytuje se bez vnějšího magnetického pole. Efekt Anomalous Hall & # x27s lze pozorovat u vodivých materiálů s vnitřní magnetizace.

Pokud byt vodič je umístěn do silný magnetické pole (to je případ dvourozměrného [2D] elektronického plynu), jsou zjevné kvantové efekty, které vedou k výskytu kvantový Hall & # x27s efekt s kvantizací Hallova odporu (obr. 8.31). V mnohem silnějších magnetických polích zlomkové kvantum Projevuje se Hall & # x27s efekt, který je spojen s radikální restrukturalizací vnitřní struktury 2D „elektronické kapaliny“.

Obr. 8.31. Závislost Hallova odporu v silném magnetickém poli: kvantová čísla n odpovídají vzdálenosti mezi úrovněmi Landau viz také termomagnetický efekt na obr. 8.38.

Magnetorezistence (nebo magnetorezistivní Gaussův efekt) je změna elektrického odporu ve vodiči, když je aplikováno magnetické pole. Obecně je třeba pod vlivem magnetického pole pozorně sledovat vliv změny proudu.Proto musí jakýkoli vodivý materiál do určité míry vykazovat magnetorezistenci. Relativní změna odporu v polovodiče může být stokrát větší než v kovech [7].

Faktorem je kvantitativní charakteristika změny odporu v magnetickém poli

kde ρ(B) je odpor v aplikovaném magnetickém poli a ρ(0) je odpor při absenci magnetického pole.

Magnetorezistivita vodivého materiálu závisí na orientaci vzorku v magnetickém poli. Je to proto, že magnetické pole nemění projekci rychlosti nabitých částic podél směr magnetického pole, ale pomocí Lorentzovy síly pouze zkroutí volnou cestu nosiče v rovině, kolmý do magnetického pole. To vysvětluje, proč příčné magnetické pole vykazuje větší vliv na odpor než podélné.

Magnetorezistence je u kovů diskutována dříve (viz část 5.2). Bez magnetického pole se nosič náboje pohybuje mezi srážkami podél a přímka. Ve vnějším magnetickém poli (kolmém na proud) se volná dráha elektronu stává a cykloidní s délkou l. Ve volném čase (čas mezi dvěma srážkami) bude tedy cesta podél elektrického pole lX ≈ l cos φ, tj. méně než l v EX směr. To odpovídá snížení rychlosti driftu (tj. ke snížení pohyblivosti), a tedy ke zvýšení odolnosti. Relativní rozdíl mezi odporem v přítomnosti magnetického pole a odporem při nepřítomnosti magnetického pole je tedy magnetorezistence.

v dopované polovodiče s jedním typem nosičů náboje, s přihlédnutím ke statistickému rozložení rychlostí, dává teorie pro kinetický koeficient magnetorezistence následující výraz:

kde u je mobilita, B je magnetická indukce a C je faktor, který závisí na mechanismu rozptylu. Na základě tohoto vzorce je účinek magnetorezistence: dokonce účinek (B 2). Měření odporu v magnetickém poli umožňuje najít nosič náboje mobilita, pokud je známý mechanismus rozptylu.

Na základě účinku magnetorezistence je snímače magnetického pole jsou vytvořeny. Chcete-li vybrat materiály pro takové senzory, nabijte mobilitu nosiče u má zásadní význam: jak vyplývá z tohoto vzorce, magnetorezistence je úměrná u 2. Citlivost magnetorezistivních senzorů proto zcela závisí na mobilitě nosičů náboje. Protože un & gt up pouze elektronické polovodiče mít výhodu. Parabolická závislost magnetorezistence na indukci však ztěžuje kalibraci magnetometrů (využívajících Gaussův efekt).

V současné době se v nanostrukturovaných „magnetických“ polovodičích nacházejí účinky obra a kolosální magnetorezistence.

Příčný galvanotermagnetický efekt (Ettingshausenův efekt) je výskyt teplotního gradientu ve směru kolmém na magnetické pole B takže k aktuálnímu hustotnímu vektoru j, který proudí směrem k aplikovanému elektrickému poli E.

kde A je kinetický koeficient příčného galvanotermagnetického jevu. Znamení teplotního gradientu ∇ T se mění podle směru magnetického pole, takže tento efekt je zvláštní jeden.

Fyzikální povaha Ettingshausenova jevu je blízká účinku magnetorezistence: různé vlivy Hallova pole a magnetické Lorentzovy síly na rychle a pomalý přepravci poplatků. U nosičů nábojů, jejichž rychlost je vyšší než průměrná rychlost, převyšuje magnetická složka Lorentzovy síly vliv Hallova příčného elektrického pole Ey, takže „žhavější“ nosiče náboje se odchýlí k jednomu z okrajů vzorku. U nosičů náboje, jejichž rychlost je nižší než průměrná rychlost, je vliv Hallova pole silnější než Lorentzova síla, takže „chladnější“ nosiče náboje se odchylují od opačné hrany.

Je zřejmé, že rychlejší nosiče náboje, které se hromadí poblíž jednoho z okrajů, dodají svou energii krystalové mřížce a tato hrana se zahřeje. Opačný okraj, který hromadí pomalejší nosiče náboje, se ochladí, protože při návratu do termodynamické rovnováhy budou „chladnější“ nosiče náboje odebírat energii z krystalové mřížky. Tudíž ve směru, který je příčný k magnetickému i elektrickému poli (podél pole Hall & # x27s Ey), příčný teplotní gradient ∇ T vzniká.

Podélný galvanotermagnetický efekt (Efekt Nernst & # x27s) je také spojen s různorodým vlivem pole Hall & # x27s a Lorentzovy síly na nosiče náboje pohybující se různými rychlostmi.

Zkroucené magnetickým polem budou pomalejší nosiče náboje silnější než rychlejší nosiče náboje. V důsledku různých odchylek „teplejších“ a „chladnějších“ nosičů náboje je jejich příspěvek k energii (tj. Energii přenášené podél elektrického pole) ve směru X se liší pro opačné okraje vzorku. Rychlejší („teplejší“) nosiče náboje se hromadí poblíž okraje vzorku X směru, kterým se pohybují, a zahřejte to. Pomalejší („chladnější“) nosiče se kvůli jejich dalšímu zpomalení magnetickým polem shromažďují na opačných stranách podél X směru, což způsobuje jeho ochlazení.

Ve směru elektrického pole tedy podélný teplotní gradient nastane:

kde A|| je kinetický koeficient podélného galvanotermagnetického jevu. Znamení podélného teplotního gradientu nezávisí na směru magnetického pole.

Efekt komprese (stlačení efektu zúžení proudového kanálu) je autokomprese elektrického výboje, tj. kanálu plazmatický elektrický proud se stlačí do „šňůry“. Tento efekt lze pozorovat ve vodivém prostředí a je způsoben působením vlastního magnetického pole (indukovaného stejným proudem).

Během plazmové komprese tvoří nosiče náboje kvázistacionární úzký proudový kanál, ve kterém je odpudivý tlak plazmy vyvážen smršťováním magnetickým tlakem, pak obvykle v tomto případě vznikají oscilace s konečným přerušením proudu. Pinchův efekt se zkoumá hlavně při výboji v plynu, ale má určitý význam pro tvorbu plazmy v pevných látkách, zejména v případě vysoce degenerované plazmy s elektronovými otvory v polovodičích, kde lze pinch efekt použít ke studiu zvláštností účtovat přepravní dopravu.

V závislosti na směru proudu v plazmovém sloupci je možné rozlišit z-pinch, kdy dochází ke kompresi plazmatu v podélném proudu v plazmě s azimutální magnetické pole vytváření a θ-štípnout, když magnetické pole vytváří vnější proud a interaguje s indukovanými proudy v plazmě. Komprese plazmy je pozorována nejen ve válcových proudových tocích, ale také v tenkovrstvých konfiguracích plochého plazmového proudu.

Mechanismus účinku komprese lze uvažovat na příkladu z- špetka. Silové vedení magnetického pole generované proudem má formu soustředných kruhů, jejichž rovina je kolmá k ose proudu. Výsledná elektrodynamická síla, která působí na objemovou jednotku média proudem, je radiálně směrována k ose proudového kanálu a způsobuje jeho stlačení. Stlačovací účinek proudu lze vysvětlit jako důsledek Ampérova zákona, pokud jde o magnetická přitažlivost oddělených paralelní vlákna proudem, kterým prochází elektrický proud v stejný směr. Podle hodnoty proudu je magnetický tlak na pohyblivou plazmu tak velký, že proudový kanál začíná zmenšovat svůj průřez, a to je účinek sevření.

Ve stacionárních podmínkách by měla existovat rovnováha mezi kinetickým tlakem (který se snaží rozšířit plazmový „kabel“) a elektrodynamickou silou, která jej stlačuje. Rovnovážná podmínka je obecně:

kde j je proudová hustota, H je magnetické pole na dálku r od osy plazmového kabelu, p je tlak a C je rychlost světla. Vztah, který spojuje aktuální sílu s průměrným tlakem v plazmovém kabelu, je

kde je aktuální, p je průměrný tlak v příčném řezu plazmovou šňůrou a R je poloměr plazmového kabelu [8].

Proto se v aktuálním kanálu objeví efekt sevření, jako je například válec naplněný vodivým materiálem. Elektrické pole se aplikuje na opačné konce válce a působí podél jeho osy. Čáry magnetického pole mají tvar soustředných kruhů, jejichž rovina je kolmá k ose válce. Magnetická síla je směrována na osu válce a má tendenci stlačovat vodivé médium.

Efekt sevření probíhá jak v plazmě v pevném stavu (za předpokladu stejné koncentrace nosičů náboje z opačné znaky) a v nízkoteplotní plazmě. V polovodičích má pinch a magnetotermální charakter. Jde o to, že v důsledku magnetické komprese a vzhledu tenkého plazmového kabelu (který zaměřuje téměř veškerý proud) se téměř veškerá energie uvolní v kanálu kabelu. Je-li doba trvání proudového impulzu dostatečně dlouhá, zvyšuje se teplota krystalové mřížky ve svěrném kanálu a zvyšuje se také rovnovážná koncentrace plazmy. V případě silného zahřátí mřížky hraje rovnováha plazmy, která je tvořena tepelnou ionizací, významnou roli v celkové rovnováze mezi nosiči. Tato fáze sevření se nazývá magnetotermální. V případě velmi vysokého výkonu jde magnetotermální špetka do tepelný špetka, která má povahu elektrické poruchy, doprovázené roztavením krystalové mřížky v místě plazmového kabelu.

Jak již bylo uvedeno, efekt sevření může nastat pouze v bipolární plazma, když jsou v polovodičích přítomny mobilní nosiče náboje s jiné znamení nosičů náboje (elektrony z vodivého pásma a otvory z valenčního pásma). V monopolární plazmě Coulombovy síly vesmírného náboje zabraňují i ​​malému prostorovému přerozdělování nosičů náboje. Hlavními faktory, které zabraňují silné kompresi plazmy s elektronovými otvory, jsou ambipolární difúze a rekombinace hromadných nosičů. Z tohoto důvodu může dojít k sevření efektu pouze u polovodičů s velmi vysoká mobilita přepravců poplatků a velký čas jejich rekombinace s cílem zkoumání pinch efektu a aplikace se nejčastěji používají InSb, Ge a BiSb.

Termomagnetické efekty. Magnetické pole může měnit nejen elektrickou vodivost. Jako tepelná vodivost je také spojován s tokem nosičů náboje, v magnetickém poli za přítomnosti teplotního gradientu by se měly objevit některé termomagnetické jevy v důsledku zkreslení trajektorie nosiče náboje.

V části 8.4 jsou zohledněny některé termoelektrické efekty (Thomsonovy, Seebeckovy a Peltierovy a # x27s). Proto budeme dále uvažovat pouze o specifikách tepelných a elektrických interakcí v polovodičích. Fyzikálním základem termomagnetických efektů je interakce nosičů náboje vodiče (nebo polovodiče) s magnetickým polem, když je vnější elektrické pole není použito na polovodič.

Termomagnetické jevy, jak je znázorněno na obr. 8.32, jsou účinky vzhledu příčného elektrického pole (Nernst-Ettingshausen příčný účinek), výskyt podélného elektrického pole (Nernst-Ettingshausen podélný účinek), příčný teplotní gradient (Efekt Righi-Leduc) a podélný teplotní gradient (Mudgee-Righi-Leducův efekt) počátky.

Obr. 8.32. Hlavní termomagnetické jevy v polovodičích.

Příčné elektrické pole (Nernst-Ettingshausenův efekt) se objevuje v polovodiči ve směru, kolmém na obě magnetická pole B a teplotní gradient ∇ T. Tento efekt je úměrný teplotnímu gradientu a magnetickému poli B:

kde At je kinetický koeficient příčného jevu, který závisí na vnitřních vlastnostech materiálu. V kovech a degenerovaných polovodičích je tento účinek velmi malý, protože hodnota E silně závisí na degeneraci. Z tohoto důvodu se zkoumání příčného elektrického pole, vznikajícího v magnetickém poli a teplotního gradientu ve vzorku, používá hlavně při studiu nedegenerovaných polovodičů.

Fyzikální význam vzhledu příčného elektrického pole při teplotním gradientu a magnetickém poli je následující. Tepelná rychlost těch nosičů náboje, které se pohybují od horkého konce, je vyšší než rychlost nosičů náboje, které difundují v opačném směru, proto mají různé relaxační časy. Jelikož magnetická složka Lorentzovy síly působí odlišně na rychlé a pomalé nosiče, jsou také ohýbány magnetickým polem v různých úhlech. Tok nosičů náboje po stranách vzorku tedy nebude stejný, čímž dojde k příčnému elektrickému poli (obr. 8.33).

Obr. 8.33. Ilustrace Nernst-Ettingshausenova efektu.

Transverzální Nernst-Ettingshausenův efekt nastává ze stejného důvodu jako Hallův efekt, to znamená, že je výsledkem odchylky nabitých částic Lorentzovou silou. Rozdíl je však v tom, že v případě Hallova efektu dochází k proudu částic v důsledku jejich driftu v elektrický pole, kvůli poplatku dopravce tepelná difúze.

Podstatným rozdílem je také skutečnost, že na rozdíl od Hallova efektu je znakem E je nezávislý znamení dopravce poplatku. Ve skutečnosti, když v driftu dojde elektrické poleZměna znaménka nosičů náboje vede ke změně směru driftu, který dává změnu znaménku Hallova pole. V případě příčného Nernst-Ettingshausenova jevu je difúzní tok vždy směrován ze zahřátého konce vzorku na jeho studený konec, bez ohledu na značku nosiče náboje. Směr Lorentzovy síly pro pozitivní i negativní částice je vzájemně protichůdný, ale směr toku elektrického náboje je v obou případech stejný.

V kovech a polovodičích je efekt Nernst & # x27s způsoben nosičem náboje čas na odpočinek (určeno interakcí elektronů s krystalovou mřížkou), stejně jako nosičem náboje energie (nebo rychlost), a proto je tento efekt velmi citlivý na mechanismus rozptylu. Během zkoumání příčného jevu lze určit povahu mobility nosiče náboje: pokud je známa pohyblivost, je možné objevit mechanismus rozptylu nosiče náboje.

Relaxační doba pro rychlé elektrony je větší než doba pro pomalé elektrony, proto se jeden okraj vzorku nabíjí záporně (tj. Příčný efekt má kladné znaménko: E & gt 0). Tento případ ukazuje, že k rozptylu nosičů náboje dochází na akustické fonony. Pokud jsou podmínky pohybu elektronů ve vzorku takové, že relaxační doba nosiče náboje klesá s nárůstem rychlosti se opačný okraj vzorku negativně nabíjí, takže efekt Nernst & # x27s má negativní znaménko (E & lt 0). Tento případ je typický pro mechanismus rozptylu nosiče náboje na atomy ionizované nečistoty. Je třeba poznamenat, že znamení efektu Nernst & # x27s nezávisí na znamení dopravce, ale závisí na mechanismus jejich rozptylu.

Efekt Nernst & # x27s se aktivně využívá při vyšetřování Cooperových párů v supravodiče. Například v supravodivých amorfních filmech Nb0.15Si0.85 díky extrémně malé volné dráze je příspěvek elektronů k efektu Nernst & # x27s zanedbatelně malý. V tom případě je příspěvek Cooperových párů poměrně významný, proto experiment umožňuje přímo měřit jejich příspěvek. Tímto způsobem existence Cooperových párů (a odpovídajícím způsobem) lokální supravodivost existence) byla prokázána při teplotách výrazně vyšších, než je bod fázového přechodu do supravodivého stavu.

Podélné elektrické pole Nernst-Ettingshausen dochází podél teplotního gradientu ∇ T v příčném magnetickém poli. Jak však bylo uvedeno dříve, i při absenci magnetického pole (B = 0) podél podélného teplotního gradientu ∇ T existuje termoelektromotorické pole: EB = 0 = αB = 0T. Z tohoto důvodu lze další pole, vyskytující se v podélném směru při aplikaci magnetického pole, popsat jako

kde A|| t je kinetický koeficient podélného účinku a α(0) je termoelektrický koeficient. Ve slabých magnetických polích závisí závislost čtverců na E|| na magnetickém poli je vidět.

Fyzikální podstata Nernst-Ettingshausenova podélného jevu je vysvětlena skutečností, že magnetické pole, odkloňující elektrony, snižuje jejich průměrnou rychlost, a tím snižuje přenos energie v tomto směru. Při absenci magnetického pole (B = 0), termoelektromotorické pole je určeno rozdílem rychlosti υ1 a pomalu υ2 elektrony podél teplotního gradientu: υ1(0) − υ2(0). V magnetickém poli se tato složka mění, její změna je závislá na Hall & # x27s efektu, a tedy na relaxační době τ.

Tak, v n- polovodiče typu, termoelektrický výkon se zvyšuje, pokud se relaxační doba snižuje se zvyšující se energií elektronů (rozptyl na akustických fononech). Zvláštnost hodnoty termoelektrického výkonu v závislosti na mechanismu rozptylu v p-polovodiče typu jsou stejné jako v n- polovodiče typu.

Například pokud τ2 pro pomalé elektrony je větší než pro rychlé elektrony (τ1), pak se změní relativní rychlost

Pak α(B), který je určen rozdílem, bude větší než α(0). Termo-EMF v magnetickém poli se zvyšuje. Pokud se doba relaxace zvyšuje se zvyšující se energií, υ 1 Β υ 1 0 & lt υ 2 Β υ 2 0 a následně α(B) & lt α(0), to znamená, že termo-EMF v magnetickém poli klesá.

U elektronických polovodičů se tedy termoelektrický výkon zvyšuje, pokud se doba relaxace snižuje se zvyšující se energií elektronů (rozptyl akustickými fonony), a snižuje se, pokud se doba relaxace zvyšuje se zvyšováním energie elektronů (rozptyl na ionizovaných atomech nečistot) . Povaha změny velikosti termo-EMF v závislosti na mechanismu rozptylu u polovodičů děrového typu je stejná jako u polovodičů elektronového typu.

Příčný teplotní gradient T (Righi-Leducův efekt) dochází v magnetickém poli v polovodičích, když v nich existuje tok tepla.Hodnota teplotního gradientu je úměrná magnetickému poli, tak podélnému („základní“) teplotnímu gradientu ∇|| T:

kde A|| t je kinetický koeficient příčného jevu.

V jistém smyslu je tento efekt tepelným analogem Hall & # x27s efektu v tom, roli vnějšího elektrického pole E hraje tepelný tok ∇|| T, namířené ve stejné linii, zatímco místo příčného elektrického Hallova pole příčný teplotní gradient ∇ T vzniká.

Tento efekt, stejně jako jiné termomagnetické jevy, je způsoben skutečností, že volná cesta nosičů náboje je v magnetickém poli ohnuta Lorentzovou silou. V procesu jejich difúze přenášejí nosiče náboje teplo v nepřítomnosti magnetického pole, tento tok tepla je směrován z horkého konce na studený konec vzorku. Když je magnetické pole zapnuto, difúzní tok je ohnut Lorentzovou silou pod určitým úhlem a díky tomuto mechanismu dochází k příčnému teplotnímu gradientu.

Fyzikální povaha přenosu tepla je podobná povaze přenosu elektrického náboje: je podmíněna skutečností, že rychlé („horké“) nosiče náboje pod vlivem magnetického pole jsou odkloněny na jednu stranu, zatímco pomalé („chladnější“) ) účtovat dopravce do opačného směru. Proto je jeden okraj vzorku zahříván, zatímco protilehlý okraj vzorku je ochlazován.

Righi-Leducův tepelný příčný účinek je pozitivní p- polovodiče typu v n-typ polovodičů je záporný.

Podélný teplotní gradient|| T (Mudgee-Righi-Leducův efekt) se vyskytuje v magnetickém poli směrem ke stávajícímu teplotnímu gradientu. Tento účinek je změnou elektronického příspěvku k tepelné vodivosti Δξ v důsledku snížení volné dráhy nosiče náboje podél tepelného toku zkroucením jejich trajektorií (změna rychlosti ve směru teplotního gradientu).

Když se mění příspěvky do toku tepla z „teplejšího“ a „chladnějšího“ nosiče náboje, mění se také teplotní rozdíl ve směru toku tepla. To znamená, že další (k existujícímu) teplotnímu gradientu. Podélný účinek je popsán jako tepelná vodivost ξ změna v důsledku přenosu tepla elektrony:

Teoretické výpočty ukazují, že změna tepelné vodivosti závisí na náměstí magnetického pole a je úměrná stávajícímu teplotnímu gradientu bez magnetického pole:

kde AM je kinetický koeficient přídavného podélného teplotního gradientu. U polovodičů je tento podélný účinek mnohem větší než u kovů. Tímto způsobem mohou měření tepelné vodivosti v magnetickém poli oddělit elektronickou část tepelné vodivosti od její fononové části.

Jak je patrné z těchto popisů různých galvanomagnetických jevů, tyto účinky jsou velmi citlivé na interakci nosiče náboje s defekty mřížky, proto se tyto jevy používají ke studiu mechanismy rozptylu nosičů náboje v polovodičích. Kinetické faktory termomagnetických jevů lze vyjádřit kombinací vhodných magnetoelektrických koeficientů, které však závisí na hodnotě magnetického pole B.

Výzkum termomagnetických jevů v polovodičích se používá ke stanovení typu vodivosti, pohyblivosti nosiče náboje a jasných mechanismů rozptylu nosiče náboje. V současnosti se v magnetickém elektrovodivém materiálu používá tento výzkum k objasnění bodů Neel a Curie. Všechna vysvětlení změny tepelné vodivosti pod vlivem magnetického pole jsou založena na zvážení toku elektronů a na tom, jak je tento tok vychýlen Lorentzovou silou.

Magnetooptické efekty. Tyto účinky jsou obvykle studovány a používány v silný magnetické pole. Při dopadu paralelního monochromatického světla budou brány v úvahu účinky kolmo k povrchu pevného světla se částečně odráží a částečně prochází materiálem bez absorpce. (Světlo, které je absorbováno v polovodiči, vede k různým fotovoltaickým procesům: vnitřní fotoelektrický efekt, Demberův efekt a další efekty popsané dříve v části 8.4.)

Magnetické pole aplikované na polovodič vede k různým optickým efektům (obr. 8.34).

Obr. 8.34. Hlavní magnetooptické efekty v polovodičích.

Fotoelektromagnetický efekt (Kikoin-Noskovův efekt) je způsoben bipolární difúzí z osvětleného povrchu polovodiče. Když je osvětlovací polovodič vystaven magnetickému poli směrovanému kolmo na šíření světla v krystalu, elektromotorická síla vzniká, jako v případě efektu Dember. Difúzní proud přebytečných (světlem generovaných) elektronů a děr se v důsledku gradientu koncentrace pohybuje hluboko do polovodiče a je magnetickým polem otáčen na opačné strany vzorku.

Fotoelektromagnetický efekt vypadá jako Hallův efekt, ale v případě Hallova efektu magnetické pole otáčí tok nosičů náboje způsobený vnějším elektrickým polem. Rozdíl fotoelektromagnetického jevu od Hallova efektu spočívá ve skutečnosti, že elektrony a díry jsou jednosměrné difúzní toky, takže je magnetické pole nasazuje na různé okraje vzorku. Nastává situace, kdy jsou páry elektron-díra odděleny nejen různými difuzními rychlostmi, ale také opačně namířenými magnetickými silami.

Pokud magnetické pole H je směrován podél osy z (Obr. 8.35), zatímco světelný paprsek a difúzní proud nosičů náboje jsou směrovány podél y- osa, magnetické pole odchyluje elektrony a díry do různých směrů, což způsobuje oddělení prostorového náboje. Pokud jsou konce vzorku těsně v oběhu, proud jX Pokud jsou tyto konce otevřené, objeví se foto-EMF.

Obr. 8.35. Ilustrace k fotoelektromagnetickému jevu.

Na rozdíl od Demberova efektu není fotoelektromagnetický efekt způsoben povinným rozdílem v pohyblivosti elektronů a děr. Fotoelektromagnetický účinek lze pozorovat jak v případě vnitřní absorpce světla, tak v případě absorpce světla nečistotního typu. Fotomagnetické napětí je úměrné magnetické indukci a světelnému toku a nepřímo úměrné koncentraci rovnovážných nosičů. Tento efekt je pozorován při jakékoli hodnotě mobility elektronů a děr a touto vlastností se tento efekt výrazně liší od Demberova efektu. Za stejných podmínek je fotoelektromagnetické napětí vyšší u slabě dotovaných a vnitřních polovodičů.

Zkoumáním charakteristik fotoelektromagnetického efektu je možné získat informace o parametry struktury pásma a stavy nečistot v polovodičích. Fotoelektromagnetický efekt otevírá možnost určit nejprve život dopravců poplatků a zadruhé rychlost povrchové rekombinace. Tento efekt lze navíc použít ke studiu těchto důležitých parametrů polovodičů, a to i v případě krátké životnosti nosičů náboje.

Většina fotomagnetických efektů uvedených na obr. 8.34 je způsobena kvantování energetických hladin elektronů a děr v silném magnetickém poli. V případě takové kvantizace nelze elektronické spektrum polovodičů považovat za kvazikontinuální. Tento jev souvisí s cyklotronová rezonance v polovodičích. V krystalu je možné vytvořit takové podmínky, které jsou podobné podmínkám v a cyklotron. Pokud by někdo umístil krystal do konstantního magnetického pole a ozařoval ho vysokofrekvenčním elektromagnetickým zářením, pak se tato frekvence rovná frekvenci cyklotronu a bude pozorována rezonance v absorpci elektromagnetického záření.

Z frekvence absorpce rezonancí je možné zjistit frekvenci cyklotronu ωC = eB / m⁎ pomocí efektivní hmotnosti nosičů náboje m⁎. Je třeba poznamenat, že hmotnost zjištěná z cyklotronové frekvence odpovídá efektivní hmotnosti nosičů náboje pouze pro sférické povrchy konstantní energie. Pokud je povrch s konstantní energií elipsoid, složky efektivního tenzoru hmotnosti v hlavních osách elipsy se rovnají mxx, myy, a mzz. V tomto případě efektivní hmotnost m⁎, počítáno z frekvence cyklotronu ωC, se nazývá efektivní hmotnost cyklotronu to závisí na úhlu mezi směrem magnetického pole a osami konstantní energie elipsoidu.

Proto lze získat velmi důležité informace o formě disperzního zákona v povolených pásmech elektronové energie. Řešení Schrödingerovy rovnice naznačuje, že je kvantifikován pohyb elektronů v rovině, kolmé na magnetické pole. Odpovídající energetické úrovně jsou Úrovně Landau. Vzdálenost mezi úrovněmi Landau s kvantovými čísly n a n + 1 splní energii:

Elektrony ve vodivém pásmu (a díry ve valenčním pásmu) v silném magnetickém poli tedy nejsou charakterizovány kvazikontinuálním spektrem. Spektrum povolených pásem se v tomto případě převede na oddělený Úrovně Landau v tom, že vzdálenost mezi úrovněmi je určena magnetickou indukcí B a hodnotou efektivní hmotnosti m⁎ nosičů poplatků. Kvantování elektronické energie v magnetickém poli vede k řadě rezonančních a magneticko-oscilačních jevů, z nichž některé jsou uvedeny na obr. 8.34. Účinky kvantování spektra lze vidět experimentálně, pokud je splněna zvláštní podmínka:

to znamená při velmi nízkých teplotách a velmi silných magnetických polích.

Nahrazením tohoto vzorce všechny dané konstanty ωC = eB / m⁎, je možné najít magnetickou indukci:

Při teplotě kapalného helia lze účinek kvantování elektronového spektra v magnetickém poli najít na B & gt 40 kG, pokud m⁎ ≈ m. V případě kdy m⁎ = 0.1m, účinek kvantování je pravděpodobný v magnetickém poli B & gt 4 kG. Je zřejmé, že výzkum magneticko-oscilačních a rezonančních efektů je možný pouze při nízkých teplotách s využitím silných magnetických polí. Zákon disperze v magnetickém poli je znázorněn na obr. 8.36.

Obr. 8.36. Funkce hustoty stavů v silném magnetickém poli čárkovaná čárkovaná křivka ukazuje funkci hustoty stavů v nepřítomnosti magnetického pole.

Disperzní zákon vypadá jako řada paraboly pro větev s kvantovým číslem n = 0 při energii ħωC/ 2 ostrý vrchol je vidět nad počátkem G0(ɛ) odpovídající spodní části vodivého pásma v nepřítomnosti magnetického pole. Funkce hustoty stavů je součtem hyperbolů a každý z nich splňuje zákon rozptylu paraboly & # x27s. Blízko velikosti energie, která odpovídá parametru Landau k = 0 hustota stavů se změní na nekonečno jako funkce δ. Je možné ukázat, že počet stavů v jakémkoli intervalu konečné energie je konečný.

Důležitým rysem pásové struktury polovodičů v magnetickém poli je posun extrémů pásma. Dno vodivého pásma stoupá na hodnotě ħωC/2 = eħB/(2mn), zatímco spodní část valenčního pásma stoupá ħωC/2 = eħB/(2mp). Kvantování v magnetickém poli má za následek řadu magnetooptické efekty v důsledku interbandové nečistoty a uvnitř pásma optické přechody. Dále jsou uvedeny nejdůležitější magnetooptické efekty s jejich stručným popisem.

Mezipásmová magneto-absorpce je viděn jako interbandové kmitání světla v magnetickém poli. Tento efekt je způsoben přechody mezi úrovněmi Landau & # x27s ve valenčním pásmu i ve vodivém pásmu.

V případě, že se mění frekvence světla, osciluje absorpční koeficient při přímém přechodu světla, pokud je energie fotonu větší než energie bandgap. Maximum v absorpčním spektru odpovídá přechodům mezi úrovněmi Landau v různých oblastech s pravidlem výběru Δn = 0. Tyto oscilace byly pozorovány u germania, antimonidu india a dalších polovodičů s vysokou mobilitou náboje. Pokud jsou získány oscilační píky závislé na magnetické indukci, pak extrapolací na hodnotu B = 0 je možné najít bandgap. Toto je jeden z nejpřesnější metody jeho stanovení. Navíc ze svahu přímky ħω(B), snížená efektivní hmotnost dopravců poplatků lze určit:

to znamená, že pokud jedna z mas, m⁎n nebo m⁎nJe známo, že je možné najít další.

Pokud jsou přechody nepřímé v rozsahu mezipásmové magnetoabsorpce, je pozorován počet kroků (které se s rostoucí teplotou zhoršují). Nepřímá absorpce zahrnuje fonony, takže pravidlo výběru Δn = 0 nebude povinné.

Magnetoabsorpce nečistotami dochází během optických přechodů elektronů a děr ze základního stavu do excitovaného stavu (Zeemanův efekt na úrovně nečistot), jakož i během přechodů mezi stavy nečistot a úrovněmi Landau v povolených pásmech.

Spektrum magnetoabsorpce ukazuje oscilace, například během přechodových pásem (obr. 8.37). Ze vzdáleností mezi vrcholy v magnetoabsorpčním oscilačním spektru je možné určit efektivní hmotnost nosičů náboje v povolených pásmech, s nimiž tyto přechody souvisejí (mezipásmová magnetoabsorpce poskytuje pouze sníženou efektivní hmotnost).

Obr. 8.37. Magnetické absorpční spektrum GaAs / AlGaAs kolmé na elektrické pole (10 3 –10 4 V / cm) při magnetickém poli (8 T) při teplotě kapalného helia.

Magnetooptické efekty, které zahrnují magnetogyraci a gyraci roviny polarizace (Faradayův efekt), vyskytují se na nosičích volného náboje (interband) a jsou určeny rozdílem v optických drahách dvou protilehlých kruhových polarizací elektromagnetických vln [8].

Účinek je pozorován, když rovinně polarizovaná vlna prochází krystalem umístěným v konstantním magnetickém poli, což je paralelní do směru šíření vln. Výsledkem je, že rovina polarizace světla se po průchodu krystalem otočí o úhel φ to závisí na rozlišení frekvence světla od frekvence cyklotronu ωC a na tloušťce krystalu. Blízko frekvence cyklotronu, úhel φ změní své znaménko na opačné.

Když je frekvence elektromagnetických vln velká (ωωC), úhel φ je nepřímo úměrný druhé mocnině frekvence a přímo úměrný magnetickému poli: φ = B/(ω 2 m⁎ 2). Experimentálně získaná závislost φ(B) nebo φ(ω) umožňuje najít efektivní hmotnost dopravců poplatků.

V poslední době byl Faradayův efekt registrován ve vícevrstvém grafenu (obr. 8.38). Předpokládá se, že úhel rotace bude asi 0,01 radiánu, ale ve skutečnosti bylo zjištěno, že to bude 0,1 radiánu (asi 6°). Velikost úhlu vyjádřená jedinou vrstvou atomů ukazuje, že grafen je před všemi svými „oponenty“.

Obr. 8.38. Faradayův efekt v grafenu.

Faradayův efekt a související magnetooptický efekt Kerr jsou široce používány v optické komunikaci, zařízeních pro ukládání dat a výpočetních systémech. Zjištěné zvláštnosti grafenu umožňují vytvářet jedinečná zařízení. V praxi jsou však zapotřebí poměrně velké úhly rotace polarizační roviny (45 °), jejichž implementace vyžaduje přibližně 10 vrstev grafenu. Tento materiál však absorbuje infračervené záření, což vede k oslabení signálu zařízení.

Dvojlom (dvojitý lom světla), který se vyskytuje v termomagnetickém poli (Voigtův efekt), lze také považovat za účinek související s Faradayovým účinkem na nosiče bezplatných poplatků. Tento efekt vzniká za takových okolností, kdy je magnetické pole kolmý do směru šíření světla.

Po průchodu polovodičem umístěným v magnetickém poli se lineárně polarizovaný světlo se změní na elipticky polarizovaný světlo. V tom je fázový posun θ mezi složkami elektrického vektoru E∣∣ a E, které lze měřit. Porovnávací úhel φ (rovina polarizační rotace ve Faradayově efektu) a úhel θ (ve Voigtově efektu) je možné najít hodnotu φ/θ = ωC/m⁎. Studie Faradayova efektu a Voigtova efektu tedy umožňuje přímé určení nosiče náboje efektivní hmotnost.

Efekty Faraday a Voigt se mohou projevit nejen při intrabandových přechodech, ale také během interbandových přechodů. Interpretace experimentálních výsledků je v tomto případě komplikovanější než v případě přechodu uvnitř pásma v rámci bezplatného přenosu. V případě mezipásmové magneto-absorpce (při mezipásmovém Faradayově efektu) jsou pozorované oscilace závislé na energii fotonu při konstantním magnetickém poli. Spektrum magnetoabsorpce pro nepřímé přechody je stupňovité, zatímco v případě Faradayova efektu oscilace vypadají jako řada výšek, což poskytuje výhodu přesnosti měření.

Jevy magnetoplazmy jsou vidět v krystalu, umístěné v konstantním magnetickém poli, když dochází k interakci světla s krystalem na frekvenci blízké frekvence plazmy. Projev této třídy jevů je odlišný - v závislosti na metodě experimentu.

Základní metodika experimentu je odražené světlo monitorování blízko plazmové frekvence krystalu umístěného v magnetickém poli a měření otáčení roviny polarizace světla.

Při zkoumání plazmatických odrazových spekter bez magnetického pole je možné získat poměr koncentrace nosiče náboje k efektivní hmotnosti n/m⁎, pokud je frekvence plazmy ωpl a dielektrická permitivita jsou známy. Chyba v efektivní hmotnosti m⁎ stanovení v tomto případě do značné míry nezávisí na přesnosti měření rezonance plazmy, ale na přesnosti Hallova měření (pro stanovení koncentrace nosiče n) a o přesnosti měření permitivity. Pokud se studuje odraz plazmy při konstantním magnetickém poli, lze efektivní hmotnost určit přímo posunem minima plazmy bez znalosti koncentrace nosiče náboje.

Metodu magnetoplazmové rezonance lze použít jako bezkontaktní rychlou metodu pro stanovení koncentrace a pohyblivosti elektronů v vzorky tenkého filmu a v mezostruktury naneseny na vysoce rezistentní podklady. Účinek magnetoplazmy v polovodičích se obecně experimentálně zkoumá v infračervené oblasti spektra, když ωτ ≫ 1.Frekvence plazmové rezonance ω 2 pl ̲ = ne 2 m ∗ ɛ 0 ɛ r - 1 se stanoví pomocí koncentrace elektronů n a nezávisí na velikosti vzorku. Měřená frekvenční závislost odrazu magnetoplazmy v magnetickém poli (které je směrováno kolmo na rovinu vzorku) umožňuje stanovení jako efektivní hmotnost m⁎ takže relaxační doba τ elektronů.

V experimentech s ultravysokou frekvencí (UHF) byly dimenzionální rezonance (helicon) je vidět, že vzniká za okolností, kdy se tloušťka vzorku rovná celým půlvlnám. Měření vlnové délky při rezonanci se používá ke stanovení koncentrace nosiče náboje. V tomto případě by tloušťka vzorku měla být mnohem větší než hloubka vrstvy pokožky při nulovém magnetickém poli.

Optické jevy ve zkřížených elektrických a magnetických polích. Za těchto podmínek oscilace absorpce světla pro mezipásmové přechody lze pozorovat. V případě povolených přímých přechodů jsou výšky optických absorpčních kmitů v magnetickém poli posunuty na nižší energie, když je aplikováno kolmé elektrické pole.

Při studiu magnetoabsorpce a oscilací ve zkřížených polích je možné najít součet (m ∗ n + m ∗ p), zatímco pozorováním oscilací v magnetickém poli je možné najít sníženou efektivní hmotnost m⁎r. Společná studie těchto účinků tedy umožňuje: přímé určení z m⁎n a m⁎p. Pamatujte, že takové experimenty by měly být prováděny za podmínek ne příliš velkých magnetických polí.

Různé elektrické vlastnosti při oscilacíchna své fyzické povaze sousedí s magnetooptickými jevy v silných magnetických polích, protože tyto účinky jsou způsobeny kvantovanými stavy nosičů náboje v pásmech podmíněných silným magnetickým polem:

oscilace magnetická susceptibilita (de Haas-Van Alphen účinek)

oscilace v světelná průhlednost v krystalech (efekt Shubnikov-de Haas)

oscilace absorpce ultrazvukem v krystalech umístěných v magnetickém poli

termoelektromotorický výkon oscilace v magnetickém poli.

Oscilace magnetické susceptibility a termoelektrické energie jsou způsobeny změna termodynamického potenciálu v magnetickém poli. Oscilace v přenosu světla, zatímco změny magnetického pole jsou pozorovány u degenerovaných polovodičů a způsobeny prudká změna hustoty států v povolených pásmech, zatímco Landauova kvantová úroveň prochází úrovní Fermi. Pozorování oscilací může poskytnout informace o dynamických vlastnostech nosičů náboje v blízkosti úrovně Fermiho, tj. Obnovit tvar povrchu Fermiho v kovech a zdegenerovaných polovodičích.


Abstraktní

Rádiové mapy kontinua s vysokým prostorovým rozlišením vytvořené Nizozemským radioteleskopem Westerbork Synthesis Radio Telescope (WSRT) na frekvencích poblíž 21 cm HI linie byly zkoumány na anomální zdroje emise shodné s umístěním blízkých jasných hvězd. Z celkového počtu 542 zkoumaných hvězdných pozic nebyli objeveni žádní kandidáti na rádiové hvězdy nebo signály ETI na formální limity minimálního detekovatelného signálu v rozmezí od 7,7 × 10 −22 W / m 2 do 6,4 × 10 −24 W / m 2. Tato předběžná studie ověřila, že data shromážděná radioastronomy na velkých polích syntézy mohou být výhodně analyzována na signály SETI (neinterferujícím způsobem) pouze za předpokladu, že data jsou k dispozici ve formě víceméně standardního dvourozměrného formátu mapy .

Vyhledejte mimozemskou inteligenci.


Proč jsou úrovně map rádiových obrysů uvedeny v mJy / paprsku a co to znamená? - Astronomie

Zde funguje ukázka. Je důležité si uvědomit, že data by měla být v tomto pořadí, protože program (liscad) vezme druhá tři slova a předpokládá, že jde o východ, sever a nadmořskou výšku.

Wild REC-TotalStation
110549+00006000 81..10+01172836 82..10+01053110 83..10+00996292
410550+00000005 42. +00001101
110551+00006001 81..10+01177605 82..10+01046419 83..10+00992448
110552+00006002 81..10+01185919 82..10+01040090 83..10+00986772
110553+00006003 81..10+01193146 82..10+01036721 83..10+00985793
110554+00006004 81..10+01196477 82..10+01035305 83..10+00985896
110555+00006005 81..10+01211466 82..10+01026636 83..10+00979522
110556+00006006 81..10+01215893 82..10+01023119 83..10+00978902
110557+00006007 81..10+01221285 82..10+01019707 83..10+00977450
110558+00006008 81..10+01225470 82..10+01015623 83..10+00976024
110559+00006009 81..10+01240939 82..10+01016348 83..10+00975100
110560+00006010 81..10+01253217 82..10+01013742 83..10+00971985
110561+00006011 81..10+01271393 82..10+01012739 83..10+00969438
110562+00006012 81..10+01286564 82..10+01008193 83..10+00966146
110563+00006013 81..10+01290373 82..10+00997422 83..10+00964371
410564+00000005 42. +00000000
110565+00006014 81..10+01296148 82..10+00970876 83..10+00961116
110566+00006015 81..10+01302319 82..10+00944821 83..10+00958195
110567+00006016 81..10+01278370 82..10+00934876 83..10+00957227
110568+00006017 81..10+01272799 82..10+00954352 83..10+00959228
110569+00006018 81..10+01261752 82..10+00980963 83..10+00962315
110570+00006019 81..10+01265783 82..10+01001572 83..10+00965681
410571+00000005 42. +00002101
110572+00006020 81..10+01265783 82..10+01001563 83..10+00965681
110573+00006021 81..10+01253140 82..10+01001680 83..10+00966532
110574+00006022 81..10+01238534 82..10+00999553 83..10+00966963
| 110575+00006023 81..10+01250007 82..10+00944827 83..10+00957900

Nakonec uložte list aplikace Excel s příponou .ex. Tento soubor bude hlavním archivem vašich dat. Z ní můžete manipulovat, vykreslovat a konturovat svá data. Vytiskněte tento soubor a uložte výtisk někam na bezpečné místo.

& # 9Naše geodetické vybavení je poměrně robustní a je navrženo tak, aby vydrželo. Je však také drahá a má ráda trochu pozornosti a občas Tender Loving Care. Dobrým čištěním zařízení a jeho opatrným zacházením zajistíte, že vydrží dlouho. Zde je několik základních návrhů.

& # 9 Pro přepravu použijte nárazuvzdorný obalový materiál pro nástroje. Máme pěkné kufříky pro EDM a Total Station a většinu souvisejícího hardwaru. I když tyto případy přidávají značnou váhu, skutečně chrání nástroje a když se jednou rozhodnete ulehčit svůj náklad a nosit nástroje pouze, bude to ten případ, kdy spadnou z kopce a budou vážně poškozeni - pád které by přežili, kdyby byli v případech!

& # 9 Před čištěním odfoukněte prach z čoček a hranolů. Se čočkami, okuláry a hranoly zacházejte se zvláštní opatrností. Vždy používejte měkký, čistý hadřík nebo čistou vatu. Dýchejte na skleněné součásti a poté jemně otřete. V případě potřeby mírně navlhčete hadřík nebo vatu čistým alkoholem. Nepoužívejte žádnou jinou tekutinu. Nikdy se nedotýkejte optického skla prsty.

& # 9 Pravidelně čistěte. Chraňte zástrčky před znečištěním. Chraňte před vlhkostí. Špinavé kabelové konektory opláchněte čistým alkoholem a poté nechejte důkladně zaschnout.

& # 9Když je hranol chladnější než okolní vzduch, může shromažďovat kondenzát. Pokud k tomu dojde, hranol po určitou dobu zahřejte umístěním do teplého prostředí (místnost, vozidlo nebo vnitřní oděv). Pouhé utírání hranolu je zbytečné.

& # 9 Pokud nástroj zvlhne, po návratu na základnu jej rozbalte. Pečlivě očistěte nástroj, příslušenství, pouzdro a pěnové vložky. Otřete do sucha. Balení provádějte až poté, co je veškeré zařízení opět důkladně suché.

& # 9Hlavními nebezpečími v poli pro přístroj jsou déšť, foukání písku, horko a převržení. Pokud prší nebo silně fouká, budete muset úsilí odložit. Chraňte před lehkou mlhou a mírně foukajícím pískem umístěním jednoho z plastových krytů (uložených v pouzdru EDM) na přístroj, pokud jej nebudete používat déle než několik minut. Pokud je teplota nižší než -20 & # 176C nebo vyšší než +50 & # 176C, neměli byste přístroj používat. Chraňte před kolísáním teploty pomocí deštníku. Při práci kolem nástroje a při nastavování postupujte opatrně a ujistěte se, že v oblasti nejsou žádné nečistoty, které by mohly být překážkou.

Měření elektromagnetické vzdálenosti (EDM)

& # 9Jedním ze základních měření při měření je vzdálenost. Je zřejmé, že se vzdáleností a úhlem lze vytvořit souřadný systém a lokalizovat relativní polohy objektů nebo pozorování. Úhel definuje orientaci a vzdálenost měřítka. Přímé měření vzdálenosti v terénu je jednou z nejobtížnějších geodetických operací, zvláště je-li požadována vysoká míra přesnosti. Byla vyvinuta a hojně používána nepřímá měření, jako je použití tyčové tyče, avšak tyto systémy mají poměrně omezený rozsah a přesnost. S příchodem elektromagnetických přístrojů je možné přímé měření vzdálenosti s vysokou přesností (Burnside, 1991).

& # 9 Když je vzdálenost měřena pomocí EDM přístroje, je nějaká forma elektromagnetické vlny (v našem případě infračervená - IR - záření) přenášena z přístroje směrem k reflektoru, kde je část přenášené vlny vrácena do nástroj. Elektronické srovnání vysílaných a přijímaných signálů umožňuje výpočet vzdálenosti (Price, 1989). Na obr. 3 je schéma způsobu provozu EDM.

Obrázek 3.1 Schémata systému EDM. From Price and Uren, 1989.

& # 9Elektromagnetické vlny mohou být reprezentovány pohybem sinusových vln. Počet opakování vlny za 1 sekundu se nazývá frekvence (f) a měří se

Hz. Délka jednoho cyklu se nazývá vlnová délka (l), kterou lze určit jako funkci frekvence od

kde v je rychlost šíření vlny.

& # 9Rychlost elektromagnetických vln ve vakuu se nazývá rychlost světla, c, a je považována za 299 792 458 m s -1. (Cena, 1989). Přesnost EDM přístroje závisí v konečném důsledku na přesnosti odhadované rychlosti elektromagnetické vlny v atmosféře (Burnside, 1991).

& # 9 Vztah vyjadřující okamžitou amplitudu sinusové vlny je

kde A max je maximální amplituda vyvinutá zdrojem, A 0 je referenční amplituda af je fázový úhel, který dokončí cyklus ve 2 radiánech nebo 360 & # 176.

& # 9 V systému EDM se vzdálenost měří rozdílem fázového úhlu mezi vysílanou a přijímanou verzí sinusové vlny. Dvojitá délka dráhy (2 D) mezi přístrojem a reflektorem je vzdálenost pokrytá zářením z měření EDM. Lze jej vyjádřit pomocí vlnové délky měřící jednotky:

Vzdálenost od přístroje k reflektoru je D, l m je vlnová délka měřicí jednotky, n je celé číslo vlnové délky uražené vlnou a Dl m je zlomek vlnové délky uražené vlnou. Proto je vzdálenost D tvořena dvěma samostatnými prvky. EDM přístroj využívající spojité elektromagnetické vlny může určit Dl m pouze fázovým porovnáním (obrázek 4).

& # 9 Je-li fázový úhel přenášené vlny měřený na přístroji f 1 a fázový úhel měřený při přijetí je f 2, pak

Fázový úhel f 2 lze použít na jakoukoli příchozí vlnovou délku, takže fázové srovnání poskytne pouze určení zlomku vlnové délky procházející vlnou, přičemž celkový počet n bude nejednoznačný (Price, 1989).

Obrázek 4. Fázové srovnání. (a) EDM je nastaven na A a reflektor na B pro stanovení délky svahu (D). Během měření je elektromagnetická vlna nepřetržitě přenášena z A do B, kde se odráží zpět do A. (b) Byla zobrazena cesta elektromagnetických vln z A do B a pro přehlednost je stejná sekvence zobrazena v (c), ale zpětná vlna se otevřela. Body A a A 'jsou účinně stejné, protože vysílač a přijímač by odcházely vedle sebe ve stejné jednotce v A. Nejspodnější část také ilustruje ideál modulace nosné vlny měřicí vlnou. From Price and Uren, 1989.

& # 9 U mnoha přístrojů EDM je přesnost měření mezi 1 a 10 mm specifikována při krátkých vzdálenostech a fázové rozlišení 1 z 10 000 je normální. Za předpokladu přesnosti alespoň 1 mm je proto nutná měřicí vlnová délka (l m) 10 m. Přibližná rychlost šíření, v, 3 x 108 8 m s -1, 10 m odpovídá frekvenci 30 MHz. Adekvátní šíření elektromagnetického signálu o frekvenci 30 MHz pro účely EDM není praktické, proto se používá vysokofrekvenční nosná vlna a je modulována měřicí vlnou (obrázek 5, (Price, 1989)). V případě našeho přístroje je nosná vlna infračervená s vlnovou délkou 0,835 μm, což odpovídá frekvenci 3,6 x 105 GHz.

& # 9 Zpětný signál je obvykle zesílen a poté je fázový rozdíl určen digitálně. Signál odvozený z modulace spouští čítací mechanismus pokaždé, když se signál změní z negativního na pozitivní. Signál odvozený z odraženého paprsku zastaví mechanismus počítání (Burnside, 1991). U našeho přístroje se celočíselná nejednoznačnost (n) vlnových délek určuje pomocí hrubé frekvence měření 74 927 Hz, což odpovídá 2000 m, a amplitudová modulace 4 870 255 Hz (30 7692 m) zajišťuje jemné měření (Dl m). Aby se dosáhlo uvedené přesnosti 5 mm, jsou fázová měření přesná na 1 díl z 6 154.

Chyby v měření vzdálenosti

& # 9 Cesta elektromagnetické energie je skutečná vzdálenost měřená EDM a bude určena variabilitou indexu lomu atmosférou.

Vzhledem k tomu, že médiem je vzduch, je rychlost téměř stejná jako vakuum, takže index lomu je téměř jeden a za standardních podmínek lze brát hodnotu 1.000320. Přesná hodnota indexu lomu závisí na atmosférických podmínkách teploty, tlaku, tlaku vodní páry, frekvenci vyzařovaného signálu a složení. Proto je pro měření s nejvyšší přesností nutné provádět adekvátní atmosférická pozorování. Další potenciální zdroje chyb pocházejí ze zakřivení dráhy (podobné zakřivení Země) (Burnside, 1991).

& # 9Jedním zdrojem chyby, který je v našem přístroji upraven, je korekce měřítka v jednotkách ppm, která se upravuje pro malé chyby v referenční frekvenci a v přesnosti průměrného indexu lomu skupiny podél linie měření. Hodnota ppm je na EDM nastavena na 0 a upravena v teodolitu.

& # 9 Atmosférická korekce je jedna úprava chyby stupnice, která zohledňuje atmosférický tlak i teplotu. Jde o absolutní korekci skutečné rychlosti šíření, nikoli o relativní korekci měřítka, jako je redukce na hladinu moře (viz níže). Chcete-li určit atmosférickou korekci s přesností na 1 ppm, změřte teplotu okolí s přesností na 1 & # 176 ° C a atmosférický tlak na 3 MB. Pro většinu aplikací je přibližná hodnota pro korekci atmosféry (přibližně 10 ppm) dostačující. Toho lze dosáhnout průměrnou denní teplotou a nadmořskou výškou místa průzkumu. Změna teploty asi 10 ° C nebo 176 ° C nebo změna výšky nad mořem asi 350 m (= 35 MB) mění korekci měřítka pouze o 10 ppm. Atmosférická korekce se počítá podle následujícího vzorce:

kde: D D 1 = atmosférická korekce (ppm), p = atmosférický tlak (mb), a t = teplota okolí (& # 176C). U extrémních podmínek při změně teploty 30 ° C a 176 ° C a změně tlaku 100 MB lze očekávat odchylky v měřítku chyby 50 ppm za den. Tato maximální hodnota je desetkrát větší než uvedená počáteční přesnost nástroje, a proto by měla být zohledněna úpravou chyby měřítka na teodolitu příležitostně během denního geodetického úsilí (viz obrázek 6, graf 1 pro stanovení D D 1).

& # 9 Korekce v ppm pro snížení na průměrnou hladinu moře je založena na vzorci:

kde D D2 = redukce na MSL v ppm, H = výška EDM nad MSL a R = 6378 km (poloměr Země). Tato korekce je konstantní a měla by být stanovena na začátku průzkumu podle obrázku 6, grafu 2a nebo 2b.

& # 9 Opravy v ppm lze provádět také pro projekce mapy.

Theodolit vypočítá svahovou vzdálenost podle následujícího vzorce:
D = D0x (1 + deltaDx10 -6) + mm

kde D je opravená spádová vzdálenost v mm, D 0 je měřená (nekorigovaná) spádová vzdálenost v mm, (deltaD) = součet oprav stupnice (n je počet oprav stupnice) v ppm a mm = hranolová konstanta v mm.

& # 9 Theodolit vypočítá vodorovnou vzdálenost (D h) a výškový rozdíl (e h) podle zemského zakřivení a středního indexu lomu. Tyto opravy jsou řádově 10-8 nebo 0,01 ppm D 0, a proto nejsou významné ve srovnání s korekcí stupnice (

Obrázek 6. Grafy korekce měřítka z příručky Theodolite. Pomocí nich můžete určit D D (součet oprav stupnice).

Infračervené záření z laserové diody GaAs

& # 9 Zdrojem infračerveného záření pro náš přístroj je dioda využívající gallium arsenid (GaAs). Toto zařízení je vyrobeno z malého čipu polovodičového materiálu a svou velikostí a vzhledem se podobá ostatním polovodičovým zařízením (obrázek 7). Poháněno napřed předpjatým napětím a udržované různými elektrostatickými potenciály ve dvou polovinách diody, inverze populace elektronů mezi oběma polovinami diody zajistí přechod energetické úrovně pro stimulovanou emisi fotonů elektrony, když klesají na nižší energetický stav (Cena, 1989). Rozdíl energie je emitován jako záření (a proto se proces a zařízení nazývají laser - zesílení světla stimulovanou emisí záření). Proces stimulované emise umožňuje laseru emitovat intenzivní, monochromatické záření, které se šíří jako úzký paprsek na značné vzdálenosti, než se rozšíří (Price, 1989). Intenzita infračerveného záření je téměř lineárně úměrná proudu a prakticky s okamžitou odezvou (Burnside, 1991). Pokud se střídavé napětí překrývá s normálním provozním napětím diody GaAs, intenzita jeho emitovaného záření se mění podle sympatií se střídavým napětím (obrázek 8, Price, 1989). To poskytuje jednoduchý a levný způsob přímé modulace infračerveného paprsku.

& # 9 GaAs dioda je široce používána v průzkumu. Malé rozměry křižovatky, ve které je záření emitováno, způsobují horší kolimaci záření. Laser GaAs proto vyzařuje paprsek s relativně velkým eliptickým rozptylem a jas GaAs laseru je nižší než u ostatních laserů. Spektrální šířka emitovaného záření je obvykle 2–3 nm ve srovnání s 0,001 nm viditelného světla, plynového laseru HeNe, a tedy GaAs laseru postrádá jednobarevnost ostatních laserů, což přispívá k chybě efektivní rychlosti šíření. Lasery GaAs však lze vyrobit tak, aby pracovaly s řádově vyšší účinností než jiné lasery, lze je vyrobit mnohem menší a odolnější a jsou podstatně levnější než jiné lasery (Price, 1989).

& # 9Vzhledem k relativně nízkému vyzařovanému výkonu se paprsek dostatečného výkonu neodráží od nepřipraveného povrchu. Pro zajištění dobrého zpětného signálu se proto používá speciální reflektor. Lze použít rovinné zrcadlo, ale vyžaduje přesné nastavení, proto se v praxi nejčastěji používá reflektor s rohovou krychlí. Tento reflektor vrací paprsek podél cesty rovnoběžné s dopadající cestou v širokém rozsahu úhlů dopadu na přední plochu. Skleněná kostka se obvykle používá s hranami vybroušenými do rohu s přesností broušení na několik stupňů oblouku (Burnside, 1991). Musí být opravena délka dráhy signálu uvnitř reflektoru, a to je důvod pro nastavení hranolové konstanty v teodolitu. Konstanta pro kruhové hranoly Wild je 0. Všimněte si, že na krátké vzdálenosti bude reflektor typu „kočičí oko“ běžně používaný pro jízdní kola adekvátně odrážet vysoce šikmé dopadající signály.

Obrázek 7. Charakteristiky diody arsenidu gália. Z Burnside, 1991.


Postavení 8.Modulace diody arsenidu gália. From Price and Uren, 1989.


Proč jsou úrovně map rádiových obrysů uvedeny v mJy / paprsku a co to znamená? - Astronomie

V této kapitole uvádíme výsledky sedmi studií o jednotlivých galaxiích. Tyto články jsou samostatné: proto se občas mezi diskusními oddíly a částmi kapitol 5, 6 a 7 občas překrývá. První dva články již byly publikovány, ale my je zde reprodukujeme, protože pojednávají o galaxiích se zřetelně odlišnými vlastnostmi než ty, o nichž pojednává zbývajících pět článků.

Studie neutrálního vodíku spirální galaxie NGC 4736

1 Kapteyn Astronomical Institute, Postbus 800, University of Groningen, Nizozemsko
2 Department of Astronomy, University of Washington, Seattle, WA 98195, USA

Souhrn. Galaxie Sab NGC 4736 byla syntetizována v 21 cm vysoké linii pomocí pole Westerbork. Jsou uvedeny mapy s úhlovým rozlišením 25 & # 034 & # 215 38 & # 034 a 60 & # 034 & # 215 80 & # 034 a rychlostním rozlišením 27 km s -1. Mapa kontinua o délce 21 cm, vytvořená z vnějších kanálů, vykazuje emise disku na úrovni

3 K při teplotě jasu a

5 kpc) rozsah. Nevyřešený jaderný zdroj a dvě oblasti zvýšené netermální emise se shodují s vnitřním prstencem oblastí H II (v poloměru

Neutrální vodík se nachází nejen v hlavní opticky jasné části galaxie, ale také se shoduje se slabým vnějším prstencem (na

4 'poloměr) obklopující galaxii. Distribuce H I také napodobuje dvě spojení a mezery mezi tímto prstenem a hlavní galaxií. Centrální oblast galaxie, ven

Bylo zjištěno, že poloměr 0,3 'relativně chybí plyn, zatímco vnitřní kruh H II obsahuje přebytek H I.

Rychlosti H I naznačují, že plyn ve vnějším prstenci má v podstatě stejnou kinematiku jako plyn v hlavní galaxii. Je však pozorováno, že kinematická vedlejší osa není přesně kolmá na hlavní kinematickou osu, což se zase poněkud mění s poloměrem a souhlasí s pozorovanou změnou fotometrické hlavní osy. Pomocí osově symetrického modelu rotace jako první aproximace měříme PROTIsys = 307 & # 177 5 km s -1, ročně (vnitřní region) = 122 & # 176 & # 177 3 & # 176, p.a. (vnější) = 114 & # 176 & # 177 6 & # 176 a sklon i = 35 & # 176 & # 177 10 & # 176. Přijmeme-li vzdálenost 6 Mpc do galaxie, zjistíme z rotační křivky, že MT = 5.3 × 10 10 M , MH = 7.6 × 10 8 M a MT / L = 2,5 (solární jednotky).

Klíčová slova: spirální galaxie - neutrální vodík - křivka rotace

I. Úvod

Galaxie Sab NGC 4736 (M94), na fotografiích s krátkou expozicí normální galaxie, je pozoruhodná slabým vnějším požadavkem Odeslat offprint: A. Bosmově prstenci o poloměru 4 'až 6', který obklopuje hlavní tělo. Podle de Vaucouleurs (1975),

15% všech galaxií Sab vykazuje takové vnější prstence. Podrobný popis galaxie lze nalézt v Hubbleově atlasu (Sandage, 1961). Výkres hlavních strukturálních prvků je znázorněn na obrázku 1. Můžeme rozlišit pět prstencových zón, které mají postupně nižší povrchový jas, takto:

a) intenzivní centrální oblast (v okruhu 15 a # 034), b) an vnitřní oblast spirálové struktury (15 & # 034 až 50 & # 034), c) an vnější oblast spirální struktury s víceramenným vzorem (50 & # 034 až 200 & # 034), d) region, který budeme označovat jako mezera, se zjevným nedostatkem světla, s výjimkou spojů na východní a západní straně k e) slabý vnější kroužek.

V tomto článku budeme diskutovat o kinematice této galaxie na základě pozorování HI linie 21 cm získaných pomocí radioteleskopu Westerbork Synthesis Radio Telescope (WSRT). Naším cílem bylo zejména porozumět kinematickým vlastnostem vnějšího prstence a tomu, jak zapadají do celkového obrazu této galaxie. Lindblad (1960, 1974) původně navrhoval, aby vnější prstenec NGC 4736 byl rezonanční prsten v poloměru korotace. Contopoulos (1970) dále tvrdí, že rezonanční efekty by se měly vyskytovat v poloze poloměru korotace ve spirální galaxii, což by mělo za následek zachycení hmoty na uzavřených drahách. Měření pohybů H I se zdá být jediným možným způsobem, jak poskytnout potřebná kinematická data ke studiu těchto účinků.

Kinematika vnitřních částí galaxie [zóny a) a b)] byla zkoumána několika optickými pozorovateli na základě spekter primárně vedených podél hlavní osy. Burbidge a Burbidge (1962) nebyli schopni odvodit křivku plynulé rotace a dospěli k závěru, že existují buď nekruhové pohyby, nebo že různé oblasti galaxie nejsou ve stejné rovině. Duflot (1962, 1965) a Chincarini a Walker (1967) však vytvořili hladkou křivku rotace ve vnitřní 50 & # 034. Nedávno van der Kruit (1974) získal další spektra, zejména z oblastí H I na okraji zóny b). Předpokládal, že tyto regiony tvoří prstenec, a ze svých dat vyvodil, že prsten vykazuje rovnoměrnou expanzi rychlostí

30 km s -1 překrývající se při rychlosti otáčení

150 km s -1. Tato interpretace ukazuje na nedávnou aktivitu v jádře, jak již navrhl van der Kruit (1971) na základě mapy kontinua na 1415 MHz, kde našel jaderný zdroj a dva diametrálně odlišné zdroje, každý 45 & # 034 z jádra.

Jediné předchozí 21 cm vysoké linie H 1 v této galaxii provedli Rogstad a kol. (1967) s interferometrem s jedním odstupem, majícím úhlové rozlišení

20 '. Nakonec informace o distribuci optické svítivosti podél hlavní osy získal Simkin (1967). Tyto studie spolu s pozorováními popsanými v tomto článku poskytují poměrně ucelený obraz o této galaxii, který lze snad použít jako výchozí bod pro podrobnou analýzu.

Popíšeme pozorovací a redukční techniky v oddíle II a výsledky poskytneme v oddíle III.c Tyto výsledky jsou poté diskutovány a porovnány s informacemi dostupnými z jiných studií v oddíle IV.

II. Pozorování a redukce dat

Pozorování byla provedena v létě 1972 pomocí WSRT a 80kanálového filtračního spektrometru způsobem popsaným Allenem a kol. (1974). Efektivní teplota systému byla 140 K, šířky filtru při polovičním výkonu byly 129 kHz, což odpovídá 27 km s -1. 31 získaných map kanálů je rozmístěno v intervalech 20 km s -1 od heliocentrické rychlosti PROTI = 0 až +600 km s-1. Aby bylo možné získat pro každý kanál dvacet anténních rozestupů (36, 108, 180, 1404 m), bylo zapotřebí osm půl dne pozorování. To mělo za následek syntetizovanou šířku paprsku polovičního výkonu 25 & # 034 & # 215 38 & # 034 (& # 215) a první odezvu mřížky na 10 '& # 215 15'. Mapy byly získány aplikací standardních redukčních programů WSRT (H & # 246gbom a Brouw, 1974) pro kalibraci a Fourierovu transformaci. Mapy budeme označovat pomocí všech mezer jako mapy v „plném rozlišení“.

V mapách s plným rozlišením však byla emise čar spolehlivě detekována pouze v regionech b) a c) a v malém úseku regionu e). Proto, aby se prozkoumala emise ve vnějších oblastech, byl poměr signálu k šumu zvýšen obětováním úhlového rozlišení. Druhá sada 31 kanálových map byla vytvořena s nestandardním odstupňováním, efektivně s použitím pouze nejkratších deseti rozestupů. To mělo za následek syntetizovanou šířku paprsku polovičního výkonu 41 & # 034 & # 215 62 & # 034. Tato sada map ukázala některé instrumentální efekty, které nebyly patrné v mapách s plným rozlišením. Některé z mřížkových odpovědí HI ve vysokorychlostních kanálech se vyskytly ve stejné poloze jako HI signál v nízkorychlostních kanálech. Kromě toho jsou mapy mírně ovlivněny chybějící 0 - m vzdálenost. Tyto efekty byly odstraněny použitím postupu „clean“ (H & # 246gbom, 1974). U této metody jsou boční laloky a mřížkové prstence odečteny a nulová úroveň mapy je správně upravena, zatímco signální část mapy je obnovena konvolucí s gaussovským vzorem paprsku. Pro další zvýšení signálu od šumu byly vyčištěné mapy stočeny na paprsek 60 & # 034 & # 215 80 & # 034, největší možný bez podstatného krvácení signálů. Na tyto 60 & # 034 & # 215 80 & # 034 mapy budeme odkazovat jako na mapy s „nízkým rozlišením“. V následné analýze se mapy plného rozlišení použijí při studiu vnitřních zón a) a b), zatímco mapy s nízkým rozlišením se použijí pro zbytek galaxie.

Původní mapy obsahovaly jak liniové, tak kontinuální záření. Studiem integrovaného profilu ve vzdálenosti 36 m jsme však zjistili, že nejnižší šest a nejvyšší pět rychlostních kanálů neobsahovaly žádné významné liniové záření. Signály v těchto jedenácti kanálech byly poté zprůměrovány tak, aby definovaly radiační mapu kontinua na 21 cm. Tato mapa byla odečtena bod po bodu od map zbývajících dvaceti kanálů, které pak obsahují pouze liniové záření. Pro stanovení celkové hustoty sloupce H I a střední rychlosti vážené intenzitou v každém bodě mapy jsme použili automatizovanou „okenní“ metodu (Bosma, 1977). Tato metoda byla navržena takovým způsobem, že je zabráněno předsudkům v hustotě a rychlosti kolony v důsledku špiček vysokého šumu mimo rozsah rychlostí emise vodíku. Toho je dosaženo centrováním okna (nebo akceptační brány) kolem signálu H I. Body mimo toto okno se používají k definování účaří, které lze poté v případě potřeby odečíst. K výpočtu hustoty sloupce a těžiště rychlosti se používají pouze body v okně. Dalšího snížení hluku lze dosáhnout vyhlazením původního profilu rychlostí. Použili jsme to v případě map s plným rozlišením pomocí 1/4 - 1/2 - 1/4 běžného průměru.

III. Výsledek

Na obrázku 2 zobrazujeme mapu 21-cm kontinua záření v plném rozlišení, odvozenou od vnějších kanálů, superponovanou na fotografii Ha pořízenou dalekohledem Kitt Peak 2,1 m a laskavě nám ji zpřístupnil Lynds (1974). RMS šum na této mapě je 1,0 K při teplotě jasu Tb. Mřížkové odezvy bodového zdroje intenzity 180 & # 177 30 mJy (1 mJy = 10-29 W m -2 Hz -1) při = 12 h 47 m 35,4 s & # 177 0,2 s, = + 41 & # 17647 ' 19 & # 034 & # 177 3 & # 034 (1950.0), které proběhly galaxií, byly odečteny. Jsou na jihovýchodní straně (at = 12 h 48 m 46 s, = 41 & # 17623 ') a mimo oblast H emise je částečně podvržená, vyplývající z malých DC offsetů v korelátorech. Tato vyrovnání mají nepochybně mírný vliv i na ostatní části mapy. Celkový tok kontinua na naší mapě je 0,29 & # 177 0,06 Jy.

Naše mapa může být porovnána s mapou vytvořenou van der Kruitem (1971) pomocí 21cm kontinuálního přijímače WSRT s šířkou pásma 4 MHz. Ačkoli jeho mapa má přibližně stejnou citlivost jako naše, jeho nejkratší vzdálenost byla 180 m, zatímco naše byla 36 m. To znamená, že na naší mapě jsou gaussovské zdrojové struktury o velikosti 9,0 '& # 215 13,5' zeslabeny o 50% nebo více, zatímco ve van der Kruitových zdrojových strukturách mapy jsou 1,8 '& # 215 2,7' již zeslabeny stejnou částkou . To vysvětluje hlavní rozdíl ve vzhledu těchto dvou map, a to skutečnost, že obecná emise disku, kterou najdeme, na van der Kruitově mapě zcela chybí. Dále se zdá, že západní „zdroj“ je spíše vylepšení nad emisemi disku než diskrétní zdroj. Zjistili jsme, že emise disku v okruhu 1,5 'má průměr Tb po odečtení této diskové komponenty zůstává nevyřešený centrální zdroj s hustotou toku 18 & # 177 3 mJy při = 12 h 48 m 31,9 s & # 177 0,3 ', = + 41 & # 17623'28 & # 034 & # 177 7 & # 034 (1950.0), v dobré shodě s pozorováním van der Kruita (1971). Nedávná pozorování ve vzdálenosti 6 cm ve Westerbork (De Bruyn, 1977) naznačují, že tento zdroj má netepelné spektrum, jeho svítivost na 21 cm je zhruba 30krát větší než Sgr A ve středu naší vlastní galaxie. Jak je vidět na obrázku 2, východní a západní zdroje jsou poněkud rozšířené a velmi dobře odpovídají regionům H II. Podrobná studie de Bruyna (1977) však ukazuje, že tyto zdroje mají netermální spektrum (alfa

Mapy kanálů s nízkým rozlišením, které obsahují liniovou emisi, jsou zobrazeny na obrázku 3. Celková hustota toku v každé mapě byla stanovena pro konstrukci integrovaného profilu HI, který je zobrazen na obrázku 4. Rovněž pro srovnání zobrazujeme jeden profil misky získaný pomocí 25m dalekohled Dwingeloo od van der Hulsta a kol. (1975). Shoda mezi těmito dvěma profily je dobrým indikátorem toho, že nám v současných interferometrických pozorováních neunikla žádná významná emise H I. Dvojitá struktura profilu je typická pro strukturu pozorovanou ve spirálních galaxiích. Celková distribuce HI, tj. Integrovaná ve všech rychlostech, při nízkém rozlišení, je znázorněna na obrázku 5, překrývajícím se na fotografii pořízené 2,1 m Schmidtovým dalekohledem v observatořích Hale (tuto fotografii nám laskavě poskytl Dr. HC Arp ). Nejvýraznějším rysem na této mapě je emise H I, která je jasně detekována v mnoha částech slabého vnějšího prstence. Nejsilnější emise v tomto prstenci se nachází na západní straně, což odpovídá slabým oblastem H it a prachovým skvrnám. Východní a západní optické spojení s hlavním tělesem galaxie lze také vysledovat v emisi H I, zatímco optické mezery odpovídajícím způsobem vykazují relativní nepřítomnost neutrálního plynu. Integrace mapy přinesla celkovou hmotnost H I 7,6 & # 215 10 M , umístíme-li galaxii do vzdálenosti 6 Mpc, což odpovídá střední rychlosti skupiny CVn I, jejíž se zdá být členem (Sandage a Tammann, 1975), a Hubblova konstanta 55 km s -1 Mpc -1.

Podrobná struktura v centrálních oblastech je vyhlazena na mapě s nízkým rozlišením a lze ji lépe vidět na mapě s plným rozlišením, která je znázorněna na obrázku 6, kde byla distribuce HI superponována na modré fotografii pořízené Lyndsem (1974) s 2,1 m dalekohled na Kitt Peak. Nejsilnější emise na této mapě se shoduje v poloze s oblastmi H I v zóně b) (poloměr 0,7 až 1,0 '). V zóně a) je relativní nedostatek neutrálního plynu, což je jev, který je obecně pozorován v centrálních oblastech spirálních galaxií. Prostřednictvím kontroly jednotlivých profilů jsme zkoumali, zda by tato centrální deprese mohla být způsobena absorpcí proti zdroji centrálního kontinua. Profily v poloze jádra nevykazují žádné významné pozitivní nebo negativní vrcholy vzhledem k kontinuu, což naznačuje, že není přítomna žádná čistá emise HI nebo absorpce. Je tedy vysoce pravděpodobné, že relativní absence neutrálního plynu ve středu je skutečná. Zóna c) vnější spirálové struktury vykazuje nerovnoměrnou emisi, zejména na východní straně, kde jsou velké oblasti HI. Mapa s nízkým rozlišením však naznačuje, že tyto nepravidelné rysy nejsou skutečně izolované, ale vrcholem rozšířené distribuce neutrálních plyn.

Za předpokladu polohového úhlu 122 & # 176 a sklonu 35 & # 176 (viz kapitola IVa) jsme také vypočítali variaci hustoty vodíkové kolony s poloměrem, pokud jsou integrovány ve všech délkách (obr.7). Prsten se jeví jako přechodová zóna mezi prudším poklesem v oblasti c) a pozvolnějším poklesem ve vnějších částech.

Z obrysových grafů signálu kanálu jako funkce rychlosti a vzestupu vpravo při každé deklinaci se ukázalo, že většina profilů má jednoduchý vzhled pouze s jedním vrcholem. Proto jsme z profilů vypočítali pole střední rychlosti vážené intenzitou pomocí okenní metody uvedené v části II. Na několika místech byly provedeny opravy rušivých špiček šumu blízko správného signálu. Výsledné střední rychlosti, jak při nízkém, tak při plném rozlišení, lze obecně definovat s přesností 10 km s -1 nebo lepší. Na mapě jsou však některé polohy, kde signál HI, i když je rozhodně přítomen, je příliš slabý pro správné určení rychlosti.

Obrysová mapa pole s nízkým rozlišením rychlosti, umístěná na Schmidtově fotografii o délce 1,2 m, je zobrazena na obrázku 8. Mapa rychlosti s plným rozlišením, která je dobře definována pouze v centrálních oblastech galaxie, je zobrazena na obrázku 9. Přerušované obrysy nepředstavují skutečně měřené rychlosti, ale jsou nakresleny pouze k označení možné kontinuity v obrysech rychlosti, a proto zahrnují určitou subjektivní interpretaci.

Z mapy s plným rozlišením můžeme usoudit, že máme co do činění s odlišně rotující galaxií. Nebyly nalezeny žádné zvláštní pohyby v měřítku větším než syntetizovaný paprsek. Kinematický vzorec vnitřních oblastí je také obecně sledován ve rychlostech vnějšího prstence viditelných na mapě s nízkým rozlišením (obr.8). Při pohybu směrem ven však dochází k určité změně úhlu polohy hlavní osy. Snad nejnápadnějším rysem je nesoulad mezi polohovým úhlem hlavní osy definovaným optickými izofoty zóny c) a HI kinematickou hlavní osou. To musí naznačovat, že rovinný osový symetrický model nemůže být pro tuto galaxii zcela použitelný. Všimněte si také, že v obou rychlostních mapách není vedlejší osa přesně kolmá k hlavní ose.

IV. Diskuse

Křivku rotace lze odvodit ze sledovaného pole radiální rychlosti, pokud předpokládáme, že galaxie je zploštělý systém, v němž dominují kruhové pohyby. I když to není úplně pravda v případě NGC 4736, tento předpoklad stále přinese přiměřené hodnoty pro křivku rotace i primární parametry, které se mají přizpůsobit, jmenovitě sklon galaxie, polohový úhel linie uzlů a systémová rychlost galaxie.

Pro dynamické centrum galaxie jsme převzali polohu zdroje jaderného kontinua. Systémová rychlost byla stanovena za předpokladu, že rychlostní pole bude symetrické vzhledem ke středu, čímž se získá PROTIsys = 307 & # 177 5 km s -1. Sklon a úhel polohy linie uzlů byly vypočítány následujícím způsobem. Pro předpokládané hodnoty těchto veličin se na každé galaktocentrické zeměpisné délce vypočítá kruhová rychlost v následných mezikružích kolem středu. Poté přijmeme hodnoty parametrů, které přinášejí nejnižší disperzi (tj. Nejmenší odchylky podél délky) kruhové rychlosti v kterémkoli daném mezikruží. Tuto metodu podrobně popsali Warner et al. (1973). Vyzkoušeli jsme různé velikosti mezikruží, v rozmezí od 1,0 'do 2,5', jak u dat s nízkým rozlišením, tak u dat s plným rozlišením.Pro polohový úhel linie uzlů najdeme pro vnitřní části [zóny a) a b)] p.a. = 122 & # 176 & # 177 3 & # 176. V zóně c) se však tento úhel postupně mění na p.a. = 114 & # 176 & # 177 6 & # 176. Ve všech případech se nejlépe hodí pro sklon i = 35° ± 10°.

Protože sklon se nemění s poloměrem a účinek změny úhlu polohy není velký, odvodili jsme jedinou křivku rotace, která představuje pole rychlosti ve velkém měřítku (obr. 10). Chybové pruhy pro každý bod na tomto obrázku představují efektivní odchylku střední hodnoty kruhové rychlosti. Odečtením modelového rychlostního pole, založeného na rotační křivce na obrázku 10, od pozorovaných rychlostí se získá mapa reziduí, která ukazuje vysoce systematický vzor, ​​očekávaný pro změnu úhlu polohy hlavní osy. Největší odchylky však nejsou větší než 30 km s -1, což naznačuje, že naše křivka rotace je stále spravedlivým odhadem osově symetrických pohybů.

Střední sklon křivky rotace určený z našich dat není tak strmý, jako ten, který opticky našli Chincarini a Walker (1967). Jelikož je to nepochybně výsledkem našeho horního úhlového rozlišení, nahradili jsme nejvnitřnější část naší rotační křivky (mimo

36 & # 034) optickou křivkou. S touto křivkou rotace bylo vypočítáno rozdělení hustoty povrchové hmoty pomocí modelu plochého disku způsobem popsaným v Nordsieck (1973). Integrace do posledního pozorovaného bodu (v R = 9,6 kpc, přičemž vzdálenost do galaxie je 6 Mpc), což vede k celkové hmotnosti MT = 5.3 × 10 10 M , nejistý alespoň o faktor 2. Odvozená hodnota MH / MT = 0,02 je typické pro spirálu Sab. Zjevná modrá velikost, korigovaná na galaktickou absorpci a korigovaná tváří v tvář, je BT 0 = 8,58 (de Vaucouleurs et al., 1976), což dává svítivost 2,1 & # 215 10 10 L . Tím pádem MT / L = 2.5. Tyto hodnoty jsou v souladu s tím, co se běžně vyskytuje u galaxií Sab (srov. Balkowski, 1973 Roberts, 1976).

Hodnota 307 & # 177 5 km s -1 stanovená pro systémovou rychlost HI souhlasí dobře s hodnotou získanou van der Kruitem (1976) 314 & # 177 1 km s -1. ve své nejnovější studii využívající vysoce disperzní spektra oblastí H it v zóně b). Naše hodnota však nesouhlasí s hodnotou 259 & # 177 5 km s -1 měřenou Chincarini a Walkerem (1967) nebo s celkovou „nejlepší hodnotou“ 246 & # 177 12 km s -1. sestavili Sandage a Tammann (1975). Věříme, že je pravděpodobné, že rozdíly jsou způsobeny chybami nulového bodu v rychlostních stupnicích dřívějších optických měření.

Naše hodnota 122 & # 176 & # 177 3 & # 176 pro úhel polohy linie uzlů ve vnitřních oblastech souhlasí s hodnotou zjištěnou S. M. Simkinem (soukromá komunikace) z podrobné fotometrie. Liší se od hodnoty 114 & # 176 & # 177 2 & # 176 odvozené van der Kruitem (1976) pro model kruhové rotace přizpůsobené jeho datům. Pokud předpokládáme, že naše hodnota úhlu polohy je správná, pak musíme dojít k závěru, že zóna H II vykazuje nekruhové pohyby na základě údajů o rychlosti van der Kruita. Jelikož se však očekává, že tyto pohyby budou až 30 km s -1, měli jsme vidět některé efekty v našich datech s plným rozlišením, i když vezmeme v úvahu naši relativně velkou velikost paprsku. Nevíme, jak tento rozpor vyřešit. Poznamenáváme také, že naše mapa kontinua o délce 21 cm (obr. 2) neukazuje dva odlišné bodové zdroje v zóně H II, jako to udělala mapa van der Kruita (1971), ale zdá se, že je lépe popsána jako prstencová vylepšení se shoduje se zónou H II. Dva zjevné zdroje na linii blízké linii uzlů pak mohou být výsledkem konvoluce našeho syntetizovaného paprsku s prstencovitým rozložením v rovině galaxie. Přestože kresba Lyndse (1974) ukazuje, že zóna oblastí H II nekoreluje dobře se vzorem prachových pruhů, což naznačuje, že tyto oblasti HI skutečně obsahují odlišný rys, nenacházíme velkou podporu pro myšlenku, že NGC 4736 má nedávno došlo k explozi v jádru způsobující rozšiřující se kruh H II nebo trojitý rádiový zdroj.

Naše detekce neutrálního plynu ve vnějším prstenci naznačuje, že materiál populace I je také přítomen v nejvzdálenějších částech galaxie. Fotometrické výsledky Simkina potvrzují tuto představu v tom, že se ukázalo, že prstenec sestává z modrých vláken mezi červenou populací (B - PROTI

1,0). Změna polohového úhlu linie uzlů také souhlasí s postupnou změnou fotometrické hlavní osy měřené Simkinem. Tato změna může naznačovat, že ne všechny oblasti galaxie jsou ve stejné rovině, nebo že existují velké odchylky od osové symetrie.

Studie NGC4736 odhalila řadu hádanek. Modely pro tuto galaxii by měly být porovnány s následujícími pozorovacími fakty:

Lze navrhnout několik výkladů. Dva z nás (AB a JMH) upřednostňují model zahrnující oválné oběžné dráhy kvůli rušení podobné tyči v jinak osově symetrickém plochém disku. V takovém modelu se rychlosti počítají tak, že se mírně narušují kruhové dráhy na ovály a všechny ovály mají určitou rychlost vzoru. Pozorované pole rychlosti lze kvalitativně reprodukovat pro vhodnou volbu rychlosti vzoru tyčového rušení a axiálního poměr oválek v rovině galaxie. Kromě toho se potenciální rozložení takového zkreslení podobného baru velmi podobá pozorovanému rozložení světla, včetně vnějšího prstence a mezer. Potom se zdá, že NGC 4736 lze charakterizovat jako „galaxii“, kde centrální tělo je jakousi tukovou tyčinkou. Podobné návrhy byly učiněny pro další galaxie, jako je NGC 4151 (Bosma et al., 1977) a NGC 1068 a NGC 1291 (De Vaucouleurs, 1975). Na druhou stranu Schommer a Sullivan (1976) tvrdí, že morfologické rysy galaxie (mezera mezi vnitřním a vnějším prstencem) jsou nejpřirozeněji interpretovány jako korotace a Lindbladovy rezonance. Nakonec van der Kruit (1976) upřednostňuje názor, že ve vnitřním kruhu H II jsou přítomny nekruhové pohyby a že jsou spolu se zjevnými rozšířenými zdroji rádia (obr. 2) projevem jaderné aktivity. Ve snaze porozumět této záhadné galaxii je zjevně zapotřebí další teoretické práce.

Poděkování. Jsme vděční zaměstnancům Nizozemské nadace pro radioastronomii za jejich nepostradatelnou pomoc při této práci. Diskuse s našimi kolegy v Groningenu byly pro redukci a analýzu dat nejpřínosnější. Děkujeme několika lidem, zejména H. C. Arpovi, A. G. de Bruynovi, P. C. van der Kruitovi a S. M. Simkinovi za sdělení nepublikovaných výsledků. A konečně, žádná z těchto prací by nebyla možná bez podpory počítačů PDP-9 a Cyber ​​74 ve Výpočtovém středisku univerzity v Groningenu.


Teoretické, experimentální a numerické techniky

DAVID F DAVIDSON, RONALD K. HANSON, v Příručce rázových vln, 2001

5.2.3.4 ABSORPCE SVĚTLA: PRÁCE BEZ LASERŮ

Mnoho absorbujících druhů má spektrální oblasti, kde dochází k podstatnému překrývání diskrétních přechodových čar. To vytváří široké absorpční vlastnosti, které lze zkoumat širokopásmovými lampami. Nevýhodou je, že i když jsou tyto světelné systémy jednodušší a levnější než diagnostika absorpce laserem, spektrální intenzity a tím i SNR pro lampy jsou obvykle mnohem horší. Tento horší výkon vyžaduje pro udržení vhodného SNR vyšší koncentrace cílových druhů a tyto vyšší koncentrace ve své podstatě komplikují interpretaci kinetických mechanismů. Aby se zlepšila kvalita signálu v lampových systémech, lze širokopásmové absorpční vlastnosti zkoumat s širšími intervaly diagnostických vlnových délek. To ve srovnání s laserovou diagnostikou snižuje druhovou selektivitu a citlivost a komplikuje teoretický výpočet absorpčního koeficientu, který ve většině případů vyžaduje přímou kalibraci.

Přehled některých aplikací této metody, který zahrnuje příklady v oblasti vlnových délek 151–450 nm, je uveden v tabulce 5.2.4. Používá se široká škála různých světelných zdrojů a podrobnosti k nim najdete v jednotlivých referencích.

TABULKA 5.2.4. Diagnostika absorpce lampy

Vlnová délka (nm)DruhMetodaOdkaz
151.0COVýbojka μwave(Frank et al., 1986 Markus, 1995)
174.4C2H4Výbojka μwave(Saito et al., 1995 Zelson et al., 1994 )
206.2HN3Jódová lampa(Kajimoto et al., 1979 )
213.9CH3Zinková lampa(Baeck et al., 1995 Hwang et al., 1993 )
216.6CH3Xe-Hg lampa(Hwang et al., 1988 Moller et al., 1986 )
226.1HO2Svítilna(Kijewski a Troe, 1971)
230.0HO2Svítilna(Hippler et al., 1990b)
230.0N2ÓLampa Xe(Endo et al., 1979 )
250.0ClNOLampa Xe(Endo et al., 1979 )
250.0Ó2Lampa Xe(Endo et al., 1979 )
254.0Ó3Xenonová lampa(Takahashi et al., 1995a)
260.0NF2Deuteriová lampa(Koudriavtsev et al., 1995 )
260.0BenzylXe-Hg lampa(Hippler et al., 1990a)
265.02-methylbenzylXe-Hg lampa(Hippler et al., 1994 )
303.4NHHg lampa(Szekely et al., 1984b)
306.5ACHVýbojka μwave(Bott a Cohen, 1984 Bott a Cohen, 1989 Hidaka et al., 1982 )
339.0BrOLampa Xe(Takahashi et al., 1995a)
388.4CNHg oblouková lampa(Louge a Hanson, 1984b Szekely et al., 1983a Szekely et al., 1983b Szekely et al., 1984a Szekely et al., 1984b Szekely et al., 1984c Szekely et al., 1984d)
405.0NE2Lampa Xe(Endo et al., 1979 )
415.0Br2Lampa Xe(Takahashi et al., 1995a)
421.6CNLampa Xe(Fueno et al., 1973 )
450.0NE2Wolframová lampa(Fifer a Holmes, 1982)

Reference

Norman, C. & amp; Silk, J. Neohrabané molekulární mraky - dynamický model, který je důsledně regulován tvorbou hvězd T Tauri. Astrophys. J. 238, 158–174 (1980)

Shu, F. H., Adams, F. C. & amp Lizano, S. Tvorba hvězd v molekulárních mracích - pozorování a teorie. Annu. Rev. Astron. Astrophys. 25, 23–81 (1987)

Frank, A. a kol. v Protostars a planety VI (eds Beuther, H. et al.) 451–474 (Univ. Arizona, 2014)

Gueth, F. & amp Guilloteau, S. Tryskem řízený molekulární odtok HH 211. Astrophys. J. 343, 571–584 (1999)

Lee, C.-F., Mundy, L. G., Reipurth, B., Ostriker, E. C. & amp Stone, J. M. CO odtoky z mladých hvězd: konfrontace s proudovými a větrnými modely. Astrophys. J. 542, 925–945 (2000)

Lee, C.-F. et al. HH 212: pozorování submilimetrového pole pozoruhodného protostelárního paprsku. Astrophys. J. 659, 499–511 (2007)

Lee, C.-F. et al. Mapování submilimetrového obloukového rozlišení vysoce kolimovaného protostelárního paprsku HH 211. Astrophys. J. 670, 1188–1197 (2007)

Santiago-Garcia, J., Tafalla, M., Johnstone, D. & amp Bachiller, R. Mušle, trysky a vnitřní pracovní povrchy v molekulárním odtoku z IRAS 04166 + 2706. Astrophys. J. 495, 169–181 (2009)

Hirano, N. a kol. Extrémně aktivní molekulární trysky v L1448C. Astrophys. J. 717, 58–73 (2010)

Loinard, L. a kol. Pozorování odtoků ALMA a VLA v IRAS 16293–2422. Pondělí Ne. R. Astron. Soc. 430, L10 – L14 (2013)

Cabrit, S. & amp Raga, A. Teoretická interpretace zdánlivého zpomalení u superjetů HH 34. Astrophys. J. 354, 667–673 (2000)

Goodman, A. A. & amp Arce, H. G. PV Cephei: mladá hvězda chycena při překročení rychlosti? Astrophys. J. 608, 831–845 (2004)

Ioannidis, G. & amp Froebrich, D. YSO tryská v galaktické rovině z UWISH2 — II. Odtoková distribuce svítivosti a délky u hadů a Aquily. Pondělí Ne. R. Astron. Soc. 425, 1380–1393 (2012)

Arce, H. G. a kol. Pozorování ALMA odtoku HH 46/47. Astrophys. J. 774, 39 (2013)

Lada, C.-J. & amp Lada, E. A. Zabudované klastry v molekulárních oblacích. Pondělí Ne. R. Astron. Soc. 41, 57–115 (2003)

Gutermuth, R. A. a kol. Průzkum Spitzer Gouldova pásu velkých nedalekých mezihvězdných mraků: objev husté zapuštěné hvězdokupy v Serpens-Aquila Rift. Astrophys. J. 673, L151 – L154 (2008)

Tanaka, T. a kol. Dynamický stav vláknitého infračerveného temného mraku Serpens South. Astrophys. J. 778, 34 (2013)

Nakamura, F. a kol. Vytváření shluků vyvolané srážkami vláken v Serpens South. Astrophys. J. 791, L23 (2014)

Dzib, S. a kol. VLBA stanovení vzdálenosti do blízkých oblastí tvořících hvězdy. IV. Předběžná vzdálenost k proto-Herbig AeBe hvězdy EC 95 v jádru Serpens. Astrophys. J. 718, 610–619 (2010)

Kirk, H. a kol. Filamentární narůstání teče ve vestavěném protokolovém Serpens South. Astrophys. J. 766, 115–128 (2013)

Plunkett, A. L. a kol. Hodnocení molekulárních odtoků a turbulencí v protostelárním klastru Serpens South. Astrophys. J. 803, 22 (2015)

Nakamura, F. a kol. Molekulární odtoky z protokupce Serpens South. Astrophys. J. 737, 56 (2011)

Raga, A. C., Binette, L., Canto, J. & amp Calvet, N. Stellar jet s jiskrově variabilními zdroji. Astrophys. J. 364, 601–610 (1990)

Suttner, G., Smith, M. D., Yorke, H. W. & amp Zinnecker, H. Multidimenzionální numerické simulace molekulárních trysek. Astron. Astrophys. 318, 595–607 (1997)

Smith, M. D., Suttner, G. & amp Yorke, H. W. Numerické hydrodynamické simulace tryskových bipolárních odtoků. Astron. Astrophys. 323, 223–230 (1997)

Audard, M. a kol. v Protostars a planety VI (eds Beuther, H. et al.) 387–410 (Univ. Arizona, 2014)

Raga, A. C., Velázquez, P. F., Cantó, J. & amp Masciadri, E. The time-dependent ejection velocity history of HH 34 and HH 111. Astrophys. J. 395, 647–656 (2002)

Teixeira, G. D. C., Kumar, M. S. N., Bachiller, R. & amp Grave, J. M. C. Molekulární vodíkové trysky a odtoky ve vláknitém mraku Serpens South. Astrophys. J. 543, A51 (2012)

Oya, Y. a kol. Protostar s subelární hmotou a jeho odtok IRAS 15398–3359 odhalený pozorováním H2CO a CCH v subarcsekundovém rozlišení. Astrophys. J. 795, 152 (2014)

Lee, C.-F. et al. Výsledky ALMA pseudodisku, rotujícího disku a trysky v kontinuu a HCO + v protostelárním systému HH 212. Astrophys. J. 786, 114 (2014)


Nová pozorování Hi KK 69. Je KK 69 trpasličí galaxií v přechodu?

Představujeme nová Hi data trpasličí galaxie KK 69, získaná pomocí radioteleskopu Giant Metrewave Radio Telescope (GMRT) s téměř dvojnásobným poměrem signálu k šumu oproti předchozím pozorováním. Provedli jsme metody Gaussova spektrálního rozkladu a stohování k identifikaci studeného neutrálního média (CNM) a teplého neutrálního média (WNM) plynu H i. Zjistili jsme, že 30% z celkového plynu H i, což odpovídá hmotnosti ~ 107 M, je ve fázi CNM. Distribuce H i v KK 69 není symetrická. Naše mapa intenzity GMRT H i KK 69 překrytá na snímek Hubbleova kosmického dalekohledu odhaluje posun ∼4 kpc mezi oblast s vysokou hustotou H i hvězdným tělem, což naznačuje, že se může jednat o trpasličí přechodnou galaxii. Posun spolu s potenciálním zkrácením těla H i jsou důkazem interakce se spirální galaxií centrální skupiny NGC 2683, což naznačuje, že plyn H i je odstraněn z KK 69. Navíc jsme detekovali prodlouženou emisi H i trpaslíka člen galaxie ve skupině a také možná nová galaxie umístěná v blízkosti severovýchodní části disku NGC 2683 H i.

Toto je náhled obsahu předplatného, ​​přístup prostřednictvím vaší instituce.


Objekty blízké Zemi

Alan W. Harris,. Richard P. Binzel, v Encyklopedii sluneční soustavy (třetí vydání), 2014

3.4 Sdružení meteorických sprch

Proudy materiálu se mohou vyvíjet na oběžných drahách komet a asteroidů, které při oběžné dráze kolem Slunce vyvrhují částice. Pokud takový proud částic protne oběžnou dráhu Země & # x27s, může to každý rok vést ke vzniku meteorického roje, protože částice v proudu jsou zameteny do atmosféry Země & # x27s. Ledové jádro komety zahřáté Sluncem vyvrhuje materiál ve formě molekul plynu a prachových zrn, které živí jeho koma a ocas v procesu zvaném odplyňování. Jádra komety jsou obecně křehká tělesa, která mohou spontánně ztratit velké fragmenty nebo se dokonce úplně rozpadnout. Asteroidy mohou také ztratit materiál v důsledku kolizí nebo zvýšení rychlosti rotace způsobené například blízkým střetnutím s planetou. Mnoho asteroidů může být volně vázáno aglomeráty kolizních fragmentů, které vznikly gravitační akumulací trosek po dramatické kolizi mezi dvěma většími objekty. Takovým objektům se říká „hromady suti“ (viz oddíly 5.3 a 6.2). Je snadné pochopit, jak může takový předmět ztratit materiál, pokud se rychle točí. Mezi další mechanismy potenciálně způsobující ztrátu částic z asteroidu patří povrchové praskání a dehydratace působením tepelného stresu, ke kterému může dojít, pokud se objekt přiblíží velmi blízko ke Slunci.

V roce 1983 Fred Whipple poznal orbitální prvky asteroidu, které našel infračervený dalekohled obíhající kolem Země, v zásadě stejné jako meteorická sprcha Geminid, ke které dochází v polovině prosince. (Viz Infračervené pohledy na sluneční soustavu z vesmíru.) Není pochyb o tom, že tento asteroid (3200) Phaethon je mateřským tělesem meteorů Geminidů. Zatímco Phaethon nikdy nevykazoval koma nebo ocas, má orbitální a některé fyzické vlastnosti, které se podobají těm, které se očekávají od spícího nebo vyhynulého jádra komety. Vzdálenost perihélia na oběžné dráze Phaethon & # x27s je velmi malá (0,14 AU), což znamená, že povrchové teploty při nejbližším přiblížení ke Slunci stoupají na přibližně 1000 ° C. Někteří vědci mají podezření, že vymrštění částic tepelným štěpením a dehydratací některých minerálů mohou být mechanismy, kterými Phaethon napájí proud meteorů Geminid. Existuje několik dalších NEO s orbitálními prvky, což naznačuje asociaci s cestami existujících meteorických rojů.