Astronomie

Pourquoi les niveaux des cartes de contours radio sont donnés en mJy/beam et qu'est-ce que cela signifie ?

Pourquoi les niveaux des cartes de contours radio sont donnés en mJy/beam et qu'est-ce que cela signifie ?


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Je sais ce qu'est un jansky, mais je ne comprends pas quel faisceau (en $frac{1 Jy}{poutre}$) est. Si jansky est une unité de densité de flux, quel type d'unité est $frac{1 Jy}{poutre}$?


Jansky est défini comme $1 Jy= 10^{-23}erg/s/cm^2/Hz$. Donc toute l'énergie provenant d'un angle solide donné par temps, par case de fréquence et par zone de détecteur.

Ceci est pratique pour les sources de petite étendue angulaire (plus petite que le faisceau d'observation), par ex. pour les sources ponctuelles, car le flux reste constant pour différentes tailles de faisceau. Pour les sources étendues, la luminosité de surface est souvent décrite avec des unités de Jy par angle solide. Cartes de contour radio, par ex. des nuages ​​interstellaires, montrent généralement des objets plus gros que le faisceau, de sorte que les flux observés sont fonction de la taille du faisceau. Pour nettoyer l'influence du faisceau à partir de la date Jy/beam (zone du faisceau en stéradian) est utilisé.

C'est donc une brillance de surface. Pour un flux de 1 Jy mesuré avec un faisceau de 1 sr angle solide on trouve : $1 Jy/faisceau= 10^{-23} erg/s/cm^2/Hz/sr$.

Notez que 1 sr est déjà une énorme partie du ciel. Les faisceaux sont beaucoup plus petits, de l'ordre d'arcsec à arcmin diamètres.


Afin d'accélérer l'imagerie/l'auto-étalonnage des données du continuum, nous ferons la moyenne des canaux ensemble, puis nous signalerons les quelques caractéristiques spectrales. Cette méthode fonctionne bien dans le cas de quelques raies spectrales seulement, tout en conservant une canalisation suffisante pour faciliter la synthèse multifréquence et en étant capable de supprimer les caractéristiques spectrales dans les données moyennées. Lors de la généralisation de ce processus à d'autres ensembles de données, la quantité de moyennage de canal variera. Remarque pour les données à large bande passante, ce n'est jamais une bonne idée d'utiliser l'estimation du continuum générée par la soustraction uv-continuum comme données de continuum. Cela fonctionnait bien dans le passé avec les systèmes à bande étroite comme le VLA et les instruments à faible plage dynamique comme le SMA, mais n'est pas conseillé pour les données ALMA à large bande passante et à plage dynamique élevée.

On peut également signaler d'abord les caractéristiques spectrales, mais dans ce cas, faire une sauvegarde du fichier analogue à TWHydra_corrected.ms car vous en aurez besoin plus tard (non signalé) pour l'imagerie des raies spectrales. On commence par exclure

20 canaux sur chaque bord, et en moyenne sur 100 intervalles de canaux :

Faites maintenant un tracé de l'amplitude en fonction du canal pour voir ce qui doit être signalé

Les raies CO(3-2) et HCO+(4-3) sont évidentes. Le 4ème spw spw=3 montre également une remontée sur les canaux les plus élevés qui est problématique, elle a également été observée sur les calibrateurs et est probablement due à une faible caractéristique atmosphérique, nous signalerons le pire.

Jetez un œil au continuum en fonction de la distance uv (dans le graphique à droite, les 4 spw sont représentés dans différentes couleurs les uns sur les autres). Si les données sont plates en fonction de la distance uv, la source est complètement non résolue. Si à la place vous voyez une structure (dans ce cas, une amplitude décroissante avec la distance UV), la source est résolue.

Notez que les spw n'ont pas la même amplitude. Malheureusement, le spw rouge (fréquence la plus élevée) devrait être plus élevé que le vert (fréquence la plus basse) car la poussière optiquement fine va jusqu'à nu^4 et optiquement épaisse comme nu^2. Cette incohérence est due à un étalonnage amplitude/flux absolu imparfait. L'auto-étalonnage ci-dessous les mettra en accord les uns avec les autres, mais c'est le genre de chose qui entraîne une incertitude de flux absolue considérable aux longueurs d'onde submillimétriques. Nous travaillons sur la façon de mieux faire cela.


Semi-conducteurs

Yuriy M. Poplavko , dans Matériaux électroniques , 2019

8.6 Semi-conducteurs dans le champ magnétique

Dans cette section, l'influence du champ magnétique sur le mouvement des charges électriques (électrons et trous) est examinée dans les conducteurs et les semi-conducteurs s'il s'agit de substances diamagnétiques ou paramagnétiques. L'effet de l'aimantation dans ces conditions est insignifiant (μ ≈ 1), mais lorsque le champ magnétique externe B est appliqué aux conducteurs, et, en particulier, aux semi-conducteurs, de nombreux effets électroniques intéressants et importants se produisent en raison de l'impact de la force de Lorentz sur les charges électriques en mouvement.

porteurs de charge libres (électrons ou trous) sous l'influence d'un champ magnétique constant dirigé sur z-axe en cas de parcours indéfiniment libre de l'électron (sans diffusion) formerait sa courbe fermée dans le xy-plan perpendiculaire à la direction de l'induction magnétique Bz. Les principaux paramètres de cette trajectoire sont la fréquence de rotation ωc = eBz/mavec rayon d'orbite r = υ/ωc (υ est la vitesse linéaire moyenne) et la période de rotation T = 2π/ωc. Ainsi, il est possible de supposer que l'effet du champ magnétique est réduit à la rotation des projections du vecteur vitesse dans le plan xy sans changer le module moyen de la vitesse.

Selon l'état d'équilibre thermodynamique, toutes les directions de vitesse linéaire des porteurs de charge sont équiprobables, par conséquent, le moment magnétique des orbites fermées est compensé. De plus, les spins électroniques dans les liaisons covalentes sont également compensés, de sorte que le moment de spin total est pratiquement égal à zéro. Seulement en cas de très grande valeur du champ magnétique externe, cette compensation de spins peut être violée. Ce phénomène peut être observé comme le paramagnétisme du gaz électronique dans les métaux et les semi-conducteurs. Cependant, même dans ces conditions, le changement d'énergie des électrons dans le champ magnétique externe est négligeable.

Cette situation varie, lorsque le champ magnétique externe agit sur le conducteur (ou le semi-conducteur) qui se trouve en thermodynamique conditions de non-équilibre, lorsque, pour de nombreuses raisons (gradient de champ électrique, gradient de température, éclairage) a dirigé le mouvement des charges électriques a lieu. À cela, la mobilité des électrons est généralement supérieure à la mobilité des trous.

Le mécanisme de transfert de charge (dérive, diffusion) et la vitesse d'écoulement des électrons (trous) sont également importants. Il est à noter que cette vitesse n'est pas égale pour tout flux de porteurs de charge : certains d'entre eux sont relativement ralentir (« plus froids ») porteurs de charge, tandis que d'autres sont beaucoup plus rapide porteurs de charge (« plus chauds »). En cas de semi-conducteur non dégénéré, la répartition des porteurs de charge sur leur vitesse est donnée par la loi de Maxwell :

= m⁎/2kBT tandis que mest la masse effective du porteur de charge et kB est la constante de Boltzmann.

La fonction de distribution de la vitesse F(υ) est illustré à la figure 8.29 . Il y a Trois vitesses, particulier dans ce cas : la vitesse la plus probable υmax, la vitesse moyenneυ〉, et la vitesse quadratique moyenne υ 2 . Comme le montre la figure 8.29 , la distribution de Maxwell des porteurs de charge est asymétrique quant à la plus probable υmaX, car avec l'augmentation de la vitesse, le nombre relatif de porteurs de charge diminue plus lentement. Notez que l'influence de la force magnétique est liée exactement à la vitesse quadratique moyenne.

Figure 8.29 . Distribution de Maxwell des porteurs de charge sur la vitesse dans les semi-conducteurs non dégénérés.

Effets galvanomagnétiques. Au action commune des champs électriques et magnétiques sur les conducteurs et les semi-conducteurs, un certain nombre de phénomènes cinétiques se produisent, telles qu'une différence de potentiels électriques, un changement de conductivité électrique et un changement de conductivité thermique. En outre, certains changements dans les propriétés électriques et thermiques peuvent être observés comme dans le longitudinal direction (le long de laquelle le champ électrique est appliqué), donc dans le transversal direction. De tels phénomènes sont généralement appelés les effets galvanomagnétiques (Fig. 8.30).

Figure 8.30 . Effets galvanomagnétiques de base.

Lorsqu'il est placé dans le conducteur de champ magnétique, un potentiel transversal est généré, connu sous le nom de Effet Hall's, tandis que le changement de résistance longitudinale du champ magnétique est l'effet magnétorésistif (cet effet, parfois, est aussi appelé Effet Gauss). L'apparition de la différence transversale de température dans le champ magnétique est le galvanothermomagnétique transversal Effet Ettingshausen, tandis que la différence longitudinale de température est le galvanothermomagnétique Effet Nernst's. La compression auto-induite d'un canal avec un plasma conducteur sous champ magnétique est la effet de pincement [3] .

Par rapport au champ magnétique, les effets galvanomagnétiques sont divisés en pairs et impairs. L'effet est appelé « impair » si sa direction change lorsque le champ magnétique change son signe en opposé. L'effet Hall et l'effet galvanothermomagnétique transversal appartiennent aux effets « impairs ». En cas de changement de direction du champ magnétique, le signe de l'effet ne change pas, alors cet effet est « pair » qui inclut l'effet de magnétorésistance et l'effet galvanothermomagnétique longitudinal.

Tous les phénomènes galvanomagnétiques peuvent être étudiés comme dans le adiabatique donc dans le isotherme conditions. L'effet est adiabatique, si l'échantillon étudié ne peut pas échanger son énergie avec l'environnement donc, dans l'échantillon le gradient de température (∇ T) se produit. En cas de conditions isothermes, au contraire, l'échange d'énergie a lieu, et ∇ T = 0. Ainsi, l'effet Hall et l'effet de magnétorésistance sont les effets isothermes car ils sont généralement considérés dans les conditions isothermes.

Il convient de noter que les effets galvanomagnétiques peuvent être décrits par le mouvement de particules chargées, compte tenu de la franchi électrique E et magnétique B des champs. Comme le sait l'électrodynamique, dans de telles conditions électromagnétiques, la force de Lorentz se produit, agissant sur la charge électrique :

Dans les champs traversés ( E B) les porteurs de charge se déplacent le long d'un cycloïde c'est le résultat de l'addition de deux types de mouvement de particules :

rotation dans un cercle de rayon r0 = m⁎E/eB 2 sous champs électriques et magnétiques croisés

se déplaçant dans un champ électrique avec une vitesse de dérive υ = tuE, où vous est la mobilité de dérive.

Ainsi, l'imposition d'un champ magnétique à un conducteur, dans lequel circule un courant électrique, modifie la trajectoire des porteurs de charge. En effet, plus leur « torsion » en orbite circulaire est importante, plus le champ magnétique est fort. Le critère de la valeur du champ magnétique est un rapport entre le rayon de courbure r0 et milieu libre chemin λ du porteur de charge.

Si rayon r0 de la courbure de la trajectoire des électrons est bien supérieure au libre parcours moyen λ (r0λ), alors dans de tels champs le temps libre moyen (temps de relaxation) est inférieur à la période de rotation. Dans ce cas, le temps de relaxation n'est valable que sur une partie de la rotation complète des électrons dans le champ magnétique, c'est-à-dire que l'orbite circulaire des électrons est déconnectée. Par conséquent, le mouvement des électrons n'est que légèrement déformé et un tel champ magnétique est appelé faible.

A l'inverse, si r0λ, alors le champ magnétique est fort, car il tord tellement les porteurs de charge qu'ils modifient considérablement leur trajectoire. Dans ces conditions, le temps de relaxation est supérieur à la période de rotation et, par conséquent, le porteur de charge a suffisamment de temps pour effectuer plusieurs rotations complètes dans le champ magnétique. Par conséquent, le mécanisme de diffusion des porteurs de charge sera différent de celui d'un champ magnétique faible.

La notion de champ faible ou fort ne dépend pas seulement du facteur « externe » (amplitude du champ magnétique B), mais aussi sur la mobilité des porteurs de charge dans le cristal, c'est-à-dire sur les propriétés particulières du conducteur (ou semi-conducteur). Il se peut que le même champ magnétique pour une valeur de mobilité semble faible, mais pour une autre, il est fort. Par exemple, dans le germanium à des températures assez élevées (400 K), la mobilité des électrons est vousm 0,3 m 2 /V s et l'intensité du champ magnétique de 10 kOe répond aux critères d'un champ faible. Cependant, le même champ magnétique pour le germanium à basse température (environ 10 K), lorsque la mobilité des électrons est élevée (vouse ≈ 100 m 2 /V s), est considéré comme un champ fort.

Dans les métaux dans des conditions normales, la mobilité des électrons est généralement vouse 0,01 m 2 /Vs. Par conséquent, les effets galvanomagnétiques dans les métaux correspondent généralement au critère de champ magnétique faible.

Lorsque l'on examine l'action conjointe des champs magnétiques et électriques, il convient également de tenir compte de la Distribution des porteurs de charge sur leur vitesse et leur énergie. Habituellement, dans de nombreuses expériences, seulement moyenne la vitesse des électrons est prise en compte. Cependant, dans le champ magnétique la différence entre le comportement des électrons rapides (« chauds ») et le comportement des électrons lents (« froids ») pourrait avoir une signification importante.

Effet Hall's a été brièvement discuté précédemment dans la section 5.2 . Cet effet est l'apparition de la différence de potentiel Hall&# x27s lors du placement d'un conducteur ou d'un semi-conducteur avec un courant dans le circuit électrique croisé E et magnétique B des champs. Dans des conditions d'action conjointe des champs électriques et magnétiques perpendiculaires l'un à l'autre, les porteurs de charge mobiles sont tournés par la force de Lorentz dans la troisième direction—perpendiculairement aux directions des deux champs, voir Fig. 5.3 dans la section 5.2. Dans le cas précédemment considéré (champ électrique EX est dirigé le long de l'échantillon tandis que le vecteur d'induction magnétique B est perpendiculaire à l'échantillon), l'électron s'écarte par la force de Lorentz FLor = e[υB] de la direction initiale du mouvement à l'un des bords latéraux de l'échantillon. Cela correspond à l'imagination de la rotation de la trajectoire de l'électron sous l'action du champ magnétique.

Lorsque les porteurs de charge s'écartent des bords latéraux d'un échantillon, le champ électrique transversal Eoui se produit. Si l'échantillon dans cette direction est en circuit ouvert, alors la redistribution des charges entraîne une force prohibitive - intensité du champ dans la direction de oui-axe (les axes sont indiqués sur la Fig. 5.3 ). Ce processus se poursuivra aussi longtemps que le champ électrique Eoui devient suffisamment grand pour compenser la force qui provoque la déviation des porteurs de charge vers les bords latéraux.

Dans l'équation (5.9) , il doit substituer : ELor = 0 à partir de là, l'expression du champ électrique transverse de Hall suit :

On peut voir que le champ Hall's est directement proportionnel à la densité de courant jX et à l'induction magnétique Bz. La constante de proportionnalité RH est le coefficient de Hall's (ou constante de Hall's) dans les champs magnétiques faibles, il ne dépend pas de la valeur de l'induction magnétique.

La constante de Hall est indépendante du mécanisme de diffusion : RH = (ne) - 1 . Après transformation, il est possible d'obtenir : Eoui = (1/mece)jX. Depuis la charge de l'électron "e" et vitesse de la lumière c sont bien connues, tandis que les valeurs de j et B sont mesurés directement, cette formule permet de déterminer le nombre de électrons par unité de volume ne à la fois dans le semi-conducteur et dans le conducteur. Pour cette raison, l'effet Hall est largement utilisé dans les études sur les semi-conducteurs.

En d'autres termes, dans m-les principaux porteurs de charge semi-conducteurs de type sont des électrons. S'écartant de la direction du champ électrique par la force de Lorentz, ils créent sur la surface latérale de l'échantillon (vers laquelle la force de Lorentz est dirigée) une charge d'espace négative. Dans p-type semi-conducteurs, pour la même raison, les trous créent une charge d'espace positive sur la surface latérale d'un échantillon. Le signe et l'amplitude mesurés expérimentalement du potentiel Hall entre les surfaces latérales de l'échantillon ouvrent la possibilité de déterminer non seulement le signe des porteurs de charge majoritaires, mais aussi leur concentration.

Dans le cas de mixte conductivité, lors d'un transfert de charge car des électrons et des trous sont impliqués, une analyse de l'effet Hall est difficile. Comme le montre la formule indiquée, la force de Lorentz a la même direction pour les électrons et les trous. Par conséquent, les électrons et les trous dévient d'un côté. Cependant, la mobilité et la concentration des électrons et des trous sont différentes dans ce cas, dans l'espace créé, les électrons et les trous ne peuvent pas se compenser complètement. Dans les semi-conducteurs dégénérés, comme dans les métaux, ces électrons sont impliqués dans la conductivité électrique située aux niveaux d'énergie les plus élevés. Par conséquent, dans ce cas, il est possible d'ignorer la distribution des électrons en énergies.

Si l'on compare l'effet Hall dans les semi-conducteurs et les métaux, il convient de noter que la concentration d'électrons dans les métaux est plus élevée de plusieurs ordres de grandeur que dans les semi-conducteurs. Par conséquent, le champ Hall dans les métaux est bien moindre que dans les semi-conducteurs. Par conséquent, dans le Capteurs à effet Hall des champs magnétiques, seuls des semi-conducteurs doivent être utilisés. Comme l'effet Hall est largement utilisé dans les mesures de champ magnétique, il convient de noter que la plus grande valeur du champ Hall Eoui peut être obtenu en semi-conducteurs dopés non dégénérés, à condition que la concentration de porteurs de charge majoritaires soit, au moins, d'un ordre de grandeur supérieur à la concentration de porteurs de charge minoritaires.

Parmi les différents effets discutés, il y a aussi le anormal Effet Hall, le quantum l'effet Hall et le tourner Effet Hall's.

L'apparition d'un champ électrique dans un matériau conducteur perpendiculairement à la direction du courant (qui traverse un échantillon) peut être observée même en l'absence du champ magnétique, ce phénomène est appelé anormal Effet Hall's. Il est assez similaire à l'effet Hall, mais se produit sans champ magnétique externe. Un effet Hall anormal peut être observé dans les matériaux conducteurs ayant magnétisation intrinsèque.

Si la plat conducteur est placé dans le fort champ magnétique (c'est le cas du gaz électronique bidimensionnel [2D]), les effets quantiques deviennent apparents qui se traduisent par l'apparition de effet Hall quantique avec quantification de la résistance de Hall ( Fig. 8.31). Dans des champs magnétiques beaucoup plus puissants, le quantique fractionnaire L'effet Hall se manifeste, qui est associé à une restructuration radicale de la structure interne du «liquide électronique» 2D.

Figure 8.31 . Dépendance de la résistance de Hall dans un champ magnétique fort : nombres quantiques m correspondent à la distance entre les niveaux de Landau voir aussi l'effet thermomagnétique sur la Fig. 8.38 .

La magnétorésistance (ou effet Gauss magnétorésistif) est le changement de résistance électrique dans un conducteur lorsqu'un champ magnétique est appliqué. En général, sous l'influence du champ magnétique, l'effet du changement de courant doit être observé avec précision.Par conséquent, tout matériau conducteur, dans une certaine mesure, doit présenter une magnétorésistance. Cependant, le changement relatif de la résistance dans semi-conducteurs peut être des centaines de fois supérieur à celui des métaux [7] .

La caractéristique quantitative du changement de résistance dans le champ magnétique est le facteur

ρ(B) est la résistance dans le champ magnétique appliqué et ρ(0) est la résistance en l'absence de champ magnétique.

La magnétorésistivité du matériau conducteur dépend de l'orientation de l'échantillon dans le champ magnétique. En effet, le champ magnétique ne modifie pas la projection de la vitesse des particules chargées le long de direction du champ magnétique, mais grâce à la puissance de Lorentz, ne tord que le libre parcours du porteur dans le plan, perpendiculaire au champ magnétique. Cela explique pourquoi le champ magnétique transversal montre un impact plus fort sur la résistance que le champ longitudinal.

La magnétorésistance est discutée plus haut dans les métaux (voir la section 5.2). Sans champ magnétique, le porteur de charge se déplace entre les collisions le long d'un ligne droite. Dans le champ magnétique externe (perpendiculaire au courant), le libre parcours de l'électron devient un cycloïde avec la longueur je. Par conséquent, au temps libre (temps entre deux collisions) le chemin le long du champ électrique sera jeX je car φ, c'est-à-dire moins de je dans le EX direction. Cela correspond à la diminution de la vitesse de dérive (c'est-à-dire une diminution de la mobilité) et, par conséquent, une augmentation de la résistance. Par conséquent, la différence relative entre la résistance en présence de champ magnétique et la résistance en l'absence de champ magnétique est la magnétorésistance.

Dans semi-conducteurs dopés avec un type de porteurs de charge, en tenant compte de la distribution statistique des vitesses, la théorie donne l'expression suivante pour le coefficient cinétique de magnétorésistance :

vous est la mobilité, B est l'induction magnétique, et C est un facteur qui dépend du mécanisme de diffusion. Sur la base de cette formule, l'effet de la magnétorésistance est le même effet (B 2 ). La mesure de résistance en champ magnétique permet de trouver un porteur de charge mobilité, si le mécanisme de diffusion est connu.

Sur la base de l'effet de magnétorésistance, le capteurs de champ magnétique sont créées. Pour sélectionner des matériaux pour de tels capteurs, la mobilité des porteurs de charge vous est d'une importance cruciale : comme le montre cette formule, la magnétorésistance est proportionnelle à vous 2 . Par conséquent, la sensibilité des capteurs magnétorésistifs dépend entièrement de la mobilité des porteurs de charge. Parce que vousm > vousp seul semi-conducteurs électroniques avoir un avantage. Cependant, la dépendance parabolique de la magnétorésistance sur l'induction rend difficile l'étalonnage des magnétomètres (qui utilisent l'effet Gauss).

Actuellement, dans les semi-conducteurs « magnétiques » nanostructurés, on retrouve les effets de magnétorésistance géante et colossale.

L'effet galvanothermomagnétique transversal (effet Ettingshausen) est l'apparition d'un gradient de température dans la direction perpendiculaire au champ magnétique B donc au vecteur de densité de courant j, qui s'écoule vers le champ électrique appliqué E.

UNE est le coefficient cinétique de l'effet galvanothermomagnétique transversal. Le signe du gradient de température ∇ T varie avec la direction du champ magnétique, cet effet est donc le impair une.

La nature physique de l'effet Ettingshausen est proche de l'effet de magnétorésistance : diverses influences du champ Hall et de la force magnétique de Lorentz sur le vite et ralentir porteurs de charges. Pour les porteurs de charge dont la vitesse est supérieure à la vitesse moyenne, la composante magnétique de la force de Lorentz dépasse l'influence du champ électrique transversal de Hall Eoui, de sorte que les porteurs de charge "plus chauds" s'écarteront vers l'un des bords d'un échantillon. Pour les porteurs de charge dont la vitesse est inférieure à la vitesse moyenne, l'influence du champ de Hall est plus forte que la force de Lorentz, de sorte que les porteurs de charge «plus froids» dévient vers le bord opposé.

Evidemment, des porteurs de charge plus rapides, s'accumulant près d'un des bords, vont donner leur énergie au réseau cristallin, et que ce bord s'échauffe. Le bord opposé qui accumule les porteurs de charge plus lents se refroidit, car au retour à l'équilibre thermodynamique, les porteurs de charge «plus froids» capteront l'énergie du réseau cristallin. Ainsi, le long de la direction transversale aux champs magnétiques et électriques (le long du champ Hall's Eoui), le gradient de température transverse T se pose.

L'effet galvanothermomagnétique longitudinal (Effet Nernst's) est également associé à diverses influences du champ de Hall's et de la force de Lorentz sur les porteurs de charge se déplaçant à différentes vitesses.

Tordus par le champ magnétique, les porteurs de charge plus lents seront plus forts que les porteurs de charge plus rapides. En raison de diverses déviations des porteurs de charge « plus chauds » et « plus froids », leur contribution à l'énergie (c'est-à-dire l'énergie transférée le long du champ électrique) dans la direction X est différent pour les bords opposés de l'échantillon. Des porteurs de charge plus rapides (« plus chauds ») sont accumulés près du bord de l'échantillon le long X direction dans laquelle ils se déplacent et le chauffent. Les porteurs plus lents (« plus froids »), en raison de leur ralentissement supplémentaire par le champ magnétique, s'assembleront sur des faces opposées le long de la X direction, provoquant son refroidissement.

Ainsi, dans la direction du champ électrique, gradient de température longitudinal se produit:

UNE|| est le coefficient cinétique de l'effet galvanothermomagnétique longitudinal. Le signe du gradient de température longitudinal ne dépend pas de la direction du champ magnétique.

L'effet compressif (effet de pincement du rétrécissement du canal de courant) est l'auto-compression de la décharge électrique, c'est-à-dire le canal de plasmique le courant électrique est comprimé dans un « cordon ». Cet effet peut être observé dans un environnement conducteur et il est dû à l'action du propre champ magnétique (induit par le même courant).

Pendant la compression du plasma, les porteurs de charge forment un canal de courant étroit quasi-stationnaire, dans lequel la pression répulsive du plasma est équilibrée en contractant la pression magnétique puis, dans ce cas, des oscillations surviennent généralement avec la rupture finale d'un courant. L'effet de pincement est étudié principalement lorsque la décharge se produit dans le gaz, mais il a une certaine importance pour la formation de plasma dans les solides, en particulier, dans le cas d'un plasma électron-trou hautement dégénéré dans les semi-conducteurs, où l'effet de pincement peut être utilisé pour étudier les particularités de charger le transport par porteur.

Selon le sens du courant dans la colonne de plasma, il est possible de distinguer le pincement en z, lorsque la compression du plasma se produit dans le courant longitudinal dans le plasma avec le champ magnétique azimutal créant, et le θ-pincer, lorsque le champ magnétique est créé par courant externe et interagit avec les courants induits dans le plasma. La compression du plasma est observée non seulement dans les flux de courant cylindriques, mais aussi dans les configurations en couche mince de courant de plasma plat.

Le mécanisme de l'effet de compression peut être considéré avec l'exemple de z-pincer. Les lignes électriques de champ magnétique, générées par le courant, ont la forme de cercles concentriques, dont le plan est perpendiculaire à l'axe du courant. La force électrodynamique résultante qui agit sur l'unité de volume d'un milieu avec du courant est dirigée radialement vers l'axe du canal de courant et provoque sa compression. L'effet de compression du courant peut être expliqué comme une conséquence de la loi d'Ampère quant à attraction magnétique de séparé filaments parallèles avec un courant, dans lequel le courant électrique passe dans le Même direction. Selon la valeur du courant, la pression magnétique sur le plasma mobile est si grande que le canal de courant commence à réduire sa section, et c'est l'effet de pincement.

À l'état stationnaire, il devrait y avoir un équilibre entre la pression cinétique (qui cherche à étendre le « cordon » du plasma) et la force électrodynamique qui le comprime. La condition d'équilibre est en général :

j est la densité de courant, H est le champ magnétique à distance r de l'axe du cordon plasma, p est la pression, et c est la vitesse de la lumière. La relation qui relie l'intensité du courant à la pression moyenne dans le cordon de plasma est

je est courant, p est la pression moyenne dans la section transversale du cordon de plasma, et R est le rayon du cordon de plasma [8] .

Par conséquent, l'effet de pincement apparaît dans le canal de courant, tel qu'un cylindre rempli par le matériau conducteur. Le champ électrique est appliqué aux extrémités opposées d'un cylindre et agit le long de son axe. Les lignes de champ magnétique ont la forme de cercles concentriques, dont le plan est perpendiculaire à l'axe du cylindre. La puissance magnétique est dirigée vers l'axe du cylindre et tend à comprimer le milieu conducteur.

L'effet de pincement a lieu à la fois dans le plasma à l'état solide (en supposant une concentration égale de porteurs de charge de signes opposés) et dans le plasma à basse température. Dans les semi-conducteurs, le pincement a un magnétothermique personnage. Le fait est que, en raison de la compression magnétique et de l'apparence du cordon de plasma mince (qui concentre presque tout le courant), presque toute la puissance est libérée dans le canal d'un cordon. Lorsque la durée de l'impulsion de courant est suffisamment longue, la température du réseau cristallin dans le canal de pincement augmente et la concentration d'équilibre du plasma augmente également. En cas de fort échauffement d'un réseau, le plasma d'équilibre formé par ionisation thermique joue un rôle important dans l'équilibre global entre porteurs. Cette étape d'effet de pincement est appelée magnétothermique. En cas de très forte puissance, le pincement magnétothermique passe dans le thermique pincement, qui a la nature de panne électrique, accompagné de la fusion du réseau cristallin à l'emplacement du cordon de plasma.

Comme déjà noté, l'effet de pincement ne peut se produire que dans le plasma bipolaire, lorsque dans les semi-conducteurs des porteurs de charge mobiles sont présents avec signe différent de porteurs de charge (électrons de la bande de conduction et trous de la bande de valence). Dans le plasma monopolaire, les forces coulombiennes de charge d'espace empêchent une redistribution spatiale même faible des porteurs de charge. Les principaux facteurs qui empêchent une forte compression du plasma électron-trou sont la diffusion ambipolaire, ainsi que la recombinaison des porteurs en vrac. Pour cette raison, l'effet de pincement ne peut se produire que dans les semi-conducteurs avec très grande mobilité des porteurs de charges et grand temps de leur recombinaison dans le but d'étudier et d'appliquer l'effet de pincement, le plus souvent InSb, Ge et BiSb sont utilisés.

Effets thermomagnétiques. Le champ magnétique peut changer non seulement la conductivité électrique. Comme le conductivité thermique est également associé à l'écoulement des porteurs de charge, dans un champ magnétique en présence de gradient de température certains phénomènes thermomagnétiques devraient apparaître dus à la distorsion de la trajectoire des porteurs de charge.

Dans la section 8.4, certains effets thermoélectriques sont considérés (effets Thomson, Seebeck et Peltier). Par conséquent, seules les spécificités des interactions thermiques et électriques dans les semi-conducteurs seront examinées. La base physique des effets thermomagnétiques est l'interaction des porteurs de charge du conducteur (ou semi-conducteur) avec le champ magnétique lorsqu'il est externe le champ électrique n'est pas appliqué à un semi-conducteur.

Les phénomènes thermomagnétiques, comme le montre la figure 8.32 , sont les effets de l'apparition d'un champ électrique transversal (Nernst-Ettingshausen effet transversal), l'occurrence du champ électrique longitudinal (Nernst-Ettingshausen effet longitudinal), le gradient de température transversal (Effet Righi-Leduc), et le gradient de température longitudinal (effet Mudgee-Righi-Leduc) origines.

Figure 8.32 . Principaux phénomènes thermomagnétiques dans les semi-conducteurs.

Le champ électrique transverse (effet Nernst-Ettingshausen) apparaît dans le semi-conducteur dans la direction perpendiculaire aux deux champs magnétiques B et gradient de température ∇ T. Cet effet est proportionnel au gradient de température et au champ magnétique B:

UNEt est le coefficient cinétique de l'effet transversal qui dépend des propriétés intrinsèques du matériau. Dans les métaux et les semi-conducteurs dégénérés, cet effet est très faible, car la valeur E dépend fortement de la dégénérescence. Pour cette raison, l'étude du champ électrique transverse, provenant du champ magnétique et du gradient de température dans l'échantillon, est principalement utilisée lors de l'étude des semi-conducteurs non dégénérés.

La signification physique de l'apparition du champ électrique transversal au gradient de température et au champ magnétique est la suivante. La vitesse thermique des porteurs de charge qui se déplacent depuis l'extrémité chaude est supérieure à la vitesse des porteurs de charge qui diffusent dans la direction opposée, par conséquent, ils ont des temps de relaxation différents. Comme la composante magnétique de la force de Lorentz agit différemment sur les porteurs rapides et lents, ils sont également courbés par le champ magnétique à des angles différents. Ainsi, le flux de porteurs de charge vers les côtés d'un échantillon ne sera pas le même, ce qui entraîne l'apparition d'un champ électrique transversal (Fig. 8.33).

Fig. 8.33 . Illustration de l'effet Nernst-Ettingshausen.

L'effet transversal de Nernst-Ettingshausen se produit pour la même raison que l'effet Hall, c'est-à-dire qu'il résulte de la déviation de particules chargées par la force de Lorentz. La différence, cependant, est que dans le cas de l'effet Hall, le flux de particules se produit en raison de leur dérive dans le électrique champ, à cause du porteur de charge diffusion thermique.

Une différence essentielle est également le fait que, contrairement à l'effet Hall, le signe de E est indépendant de signe de transporteur de charge. En effet, lorsque la dérive se produit dans le champ électrique, le changement de signe des porteurs de charge entraîne le changement de direction d'une dérive, ce qui donne le changement de signe du champ de Hall. En cas d'effet Nernst-Ettingshausen transversal, le flux de diffusion est toujours dirigé de l'extrémité chauffée d'un échantillon vers son extrémité froide, quel que soit le signe du porteur de charge. La direction de la force de Lorentz pour les particules positives et négatives est mutuellement contradictoire, mais la direction du flux de charge électrique dans les deux cas est la même.

Dans les métaux et les semi-conducteurs, l'effet Nernst est causé par le porteur de charge temps de relaxation (déterminé par l'interaction électronique avec le réseau cristallin), ainsi que par le porteur de charge énergie (ou vitesse), et, par conséquent, cet effet est très sensible au mécanisme de diffusion. Au cours de l'étude de l'effet transversal, la nature de la mobilité des porteurs de charge peut être établie : si la mobilité est connue, il est possible de découvrir le mécanisme de diffusion des porteurs de charge.

Le temps de relaxation des électrons rapides est supérieur à celui des électrons lents pour cette raison, un bord d'un échantillon se charge négativement (c'est-à-dire que l'effet transversal a un signe positif : E > 0). Ce cas montre que la diffusion des porteurs de charge se produit sur le phonons acoustiques. Si les conditions de mouvement des électrons dans un échantillon sont telles que le temps de relaxation du porteur de charge diminue avec l'augmentation de la vitesse, le bord opposé de l'échantillon se charge négativement, donc l'effet Nernst a un signe négatif (E < 0). Ce cas est typique du mécanisme de diffusion des porteurs de charge sur le atomes d'impuretés ionisés. Il est à noter que le signe de l'effet Nernst ne dépend pas du signe porteur, mais dépend de la mécanisme de leur diffusion.

L'effet Nernst est activement utilisé dans l'étude des paires de Cooper dans supraconducteurs. Par exemple, dans les films amorphes supraconducteurs Nb0.15Si0.85 grâce au libre parcours extrêmement petit, la contribution des électrons à l'effet Nernst est négligeable. A cela, la contribution des paires de Cooper est assez importante donc l'expérience permet de mesurer directement leur contribution. Ainsi, l'existence de paires de Cooper (et, corrélativement, la supraconductivité locale existence) a été prouvée à des températures significativement plus élevées que le point de transition de phase vers l'état supraconducteur.

Le champ électrique longitudinal de Nernst-Ettingshausen se produit le long du gradient de température ∇ T dans le champ magnétique transverse. Cependant, comme indiqué précédemment, même en l'absence de champ magnétique (B = 0) le long du gradient de température longitudinal ∇ T il existe un champ thermoélectromoteur : EB = 0 = αB = 0T. Pour cette raison, le champ supplémentaire, se produisant le long de la direction longitudinale lors de l'application du champ magnétique, peut être décrit comme

UNE|| t est le coefficient cinétique de l'effet longitudinal, et α(0) est le coefficient thermoélectrique. Dans les champs magnétiques faibles, la dépendance carrée de E|| sur le champ magnétique est vu.

La nature physique de l'effet longitudinal de Nernst-Ettingshausen s'explique par le fait que le champ magnétique, déviant les électrons, réduit leur vitesse moyenne et, ainsi, réduit le transfert d'énergie dans cette direction. En absence de champ magnétique de (B = 0), le champ thermoélectromoteur est déterminé par une différence de vitesse υ1 et lent υ2 électrons le long du gradient de température : υ1(0) − υ2(0). Dans le champ magnétique, cette composante change, à cela, son changement dépend de l'effet Hall et, par conséquent, du temps de relaxation τ.

Ainsi, dans le m-type semi-conducteurs, la puissance thermoélectrique augmente, si le temps de relaxation diminue avec l'augmentation de l'énergie des électrons (diffusion sur les phonons acoustiques). La particularité de la valeur de la puissance thermoélectrique, en fonction du mécanisme de diffusion, dans p-type semi-conducteurs est le même que dans m-type semi-conducteurs.

Par exemple, si τ2 pour les électrons lents est plus grande que pour les électrons rapides (τ1), puis le changement de vitesse relative

Puis α(B), qui est déterminé par la différence, sera supérieur à α(0). Thermo-EMF dans le champ magnétique augmente. Si le temps de relaxation augmente avec l'augmentation de l'énergie, υ 1 Β υ 1 0 < υ 2 Β υ 2 0 et, par conséquent, α(B) < α(0), c'est-à-dire que la thermo-FEM dans le champ magnétique diminue.

Ainsi, dans les semi-conducteurs électroniques, la puissance thermoélectrique augmente si le temps de relaxation diminue avec l'augmentation de l'énergie des électrons (diffusion par les phonons acoustiques), et diminue si le temps de relaxation augmente avec l'augmentation de l'énergie des électrons (diffusion sur les atomes ionisés des impuretés) . La nature du changement d'amplitude de la thermo-FEM en fonction du mécanisme de diffusion pour les semi-conducteurs de type trou est la même que pour les semi-conducteurs de type électron.

Le gradient transversal de température T (effet Righi-Leduc) se produit dans le champ magnétique des semi-conducteurs lorsqu'un flux de chaleur y existe.La valeur du gradient de température est proportionnelle au champ magnétique donc au gradient de température longitudinal (« de base ») ∇|| T:

UNE|| t est le coefficient cinétique de l'effet transversal.

Dans un certain sens, cet effet est l'analogue thermique de l'effet Hall, le rôle du champ électrique externe E joue le flux de chaleur ∇|| T, dirigé dans la même ligne, tandis qu'au lieu du champ de Hall électrique transversal le gradient de température transversal ∇ T se pose.

Cet effet, comme d'autres phénomènes thermomagnétiques, est dû au fait que le libre parcours des porteurs de charge est courbé dans le champ magnétique par la force de Lorentz. Au cours de leur diffusion, les porteurs de charge transfèrent une chaleur en l'absence de champ magnétique, ce flux de chaleur est dirigé de l'extrémité chaude vers l'extrémité froide d'un échantillon. Lorsque le champ magnétique est activé, le flux de diffusion est courbé par la force de Lorentz à un certain angle et, en raison de ce mécanisme, le gradient de température transversal se produit.

La nature physique du transfert de chaleur est similaire à la nature du transport de charge électrique : elle est conditionnée par le fait que les porteurs de charge rapides (« plus chauds ») sous l'influence du champ magnétique sont déviés d'un côté, tandis que les porteurs de charge lents (« plus froids » ) chargent les porteurs dans la direction opposée. Par conséquent, un bord d'un échantillon est chauffé, tandis que le bord opposé de l'échantillon est refroidi.

L'effet transversal thermique Righi-Leduc est positif dans p-type semi-conducteurs tandis que dans le m-type semi-conducteurs il est négatif.

Le gradient de température longitudinal|| T (effet Mudgee-Righi-Leduc) se produit dans le champ magnétique vers le gradient de température existant. Cet effet est le changement de contribution électronique à la conductivité thermique Δξ dû à la réduction du libre parcours des porteurs de charge le long du flux de chaleur par torsion de leurs trajectoires (changement de vitesse dans le sens du gradient de température).

Lorsque les contributions au flux de chaleur des porteurs de charge « plus chauds » et « plus froids » changent, la différence de température le long de la direction du flux de chaleur change également. Ainsi, le Additionnel (à l'existant) un gradient de température se produit. L'effet longitudinal est décrit comme un changement de conductivité thermique dû au transfert de chaleur par les électrons :

Les calculs théoriques montrent que le changement de conductivité thermique dépend de la carré du champ magnétique et est proportionnel au gradient de température existant sans le champ magnétique :

UNEM est le coefficient cinétique du gradient de température longitudinal supplémentaire. Dans les semi-conducteurs, cet effet longitudinal est beaucoup plus important que celui dans les métaux. De cette façon, les mesures de conductivité thermique dans le champ magnétique peuvent séparer la partie électronique de la conductivité thermique de sa partie phonon.

Comme on peut le voir à partir de ces descriptions de divers phénomènes galvanomagnétiques, ces effets sont très sensibles à l'interaction des porteurs de charge avec les défauts du réseau. Par conséquent, ces phénomènes sont utilisés pour étudier mécanismes de diffusion des porteurs de charge dans les semi-conducteurs. Les facteurs cinétiques des effets thermomagnétiques peuvent être exprimés par une combinaison de coefficients magnétoélectriques appropriés, qui dépendent toutefois de la valeur du champ magnétique. B.

La recherche des phénomènes thermomagnétiques dans les semi-conducteurs permet de déterminer le type de conductivité, la mobilité des porteurs de charges, ainsi que de mettre en évidence les mécanismes de diffusion des porteurs de charges. Dans le matériau électroconducteur magnétique, à l'heure actuelle, de telles recherches sont utilisées pour clarifier les points de Neel et de Curie. Toutes les explications du changement de conductivité thermique sous l'influence du champ magnétique sont basées sur l'examen du flux d'électrons et la façon dont ce flux est dévié par la force de Lorentz.

Effets magnéto-optiques. Habituellement, ces effets sont étudiés et utilisés dans le fort champs magnétiques. Les effets seront pris en compte lorsque la lumière monochromatique parallèle tombe perpendiculaire à la surface de la lumière solide est partiellement réfléchie et traverse partiellement le matériau sans l'absorber. (La lumière qui est absorbée dans le semi-conducteur donne lieu à différents processus photovoltaïques : effet photoélectrique interne, effet Dember et d'autres effets discutés précédemment dans la section 8.4.)

Le champ magnétique, appliqué au semi-conducteur, donne naissance à une variété d'effets optiques ( Fig. 8.34 ).

Figure 8.34 . Principaux effets magnéto-optiques dans les semi-conducteurs.

L'effet photoélectromagnétique (effet Kikoin-Noskov) est dû à la diffusion bipolaire de la surface éclairée du semi-conducteur. Lorsqu'un semi-conducteur éclairant est exposé à un champ magnétique dirigé perpendiculairement à la propagation de la lumière dans un cristal, le force électromotrice survient, comme dans le cas de l'effet Dember. Le flux diffus d'électrons et de trous en excès (générés par la lumière) pénètre profondément dans le semi-conducteur en raison du gradient de concentration, et il est tourné par le champ magnétique vers les côtés opposés d'un échantillon.

L'effet photoélectromagnétique ressemble à l'effet Hall's, mais dans le cas de l'effet Hall's, le champ magnétique transforme le flux de porteurs de charge causé par le champ électrique externe. La différence entre l'effet photoélectromagnétique et l'effet Hall réside dans le fait que les électrons et les trous sont flux de diffusion unidirectionnels, de sorte que le champ magnétique les déploie sur divers bords d'un échantillon. Une situation se produit lorsque les paires électron-trou sont séparées non seulement par des vitesses de diffusion différentes, mais aussi par des forces magnétiques dirigées de manière opposée.

Si le champ magnétique H est dirigé le long de l'axe z ( Fig. 8.35 ), tandis que le faisceau lumineux et le flux diffus de porteurs de charge sont dirigés le long de la oui-axe, le champ magnétique dévie les électrons et les trous dans différentes directions, provoquant une séparation spatiale des charges. Si les extrémités d'un échantillon sont en circuit fermé, le courant jX apparaît si ces extrémités sont ouvertes, la photo-CEM se produit.

Figure 8.35 . Illustration de l'effet photoélectromagnétique.

Contrairement à l'effet Dember, l'effet photoélectromagnétique n'est pas causé par la différence obligatoire de mobilité des électrons et des trous. L'effet photoélectromagnétique peut être observé aussi bien dans le cas de l'absorption intrinsèque de la lumière que dans le cas de l'absorption de la lumière de type impureté. La tension photomagnétique est proportionnelle à l'induction magnétique et au flux lumineux, et inversement proportionnelle à la concentration des porteurs d'équilibre. Cet effet est observé à n'importe quelle valeur de mobilité des électrons et des trous, et par cette propriété cet effet diffère significativement de l'effet Dember. A conditions égales, la tension photoélectromagnétique est plus élevée dans les semi-conducteurs faiblement dopés et intrinsèques.

En étudiant les caractéristiques de l'effet photoélectromagnétique, il est possible d'obtenir des informations sur la paramètres de structure de bande et les états d'impuretés dans les semi-conducteurs. L'effet photoélectromagnétique ouvre la possibilité de déterminer, tout d'abord, la durée de vie des porteurs de charge et, deuxièmement, le taux de recombinaison de surface. De plus, cet effet peut être utilisé pour étudier ces paramètres importants des semi-conducteurs même en cas de courtes durées de vie des porteurs de charge.

La plupart des effets photomagnétiques répertoriés dans la figure 8.34 sont causés par le quantification des niveaux d'énergie d'électrons et de trous dans le champ magnétique puissant. Dans le cas d'une telle quantification, le spectre électronique des semi-conducteurs ne peut pas être considéré comme quasi-continu. Ce phénomène est lié à la résonance cyclotron dans les semi-conducteurs. Il est possible de créer de telles conditions dans un cristal qui sont similaires aux conditions dans un cyclotron. Si l'on place un cristal dans le champ magnétique constant et l'irradie par un rayonnement électromagnétique à haute fréquence, cette fréquence est égale à la fréquence cyclotron, et la résonance dans l'absorption du rayonnement électromagnétique sera observée.

A partir de la fréquence d'absorption résonante, il est possible de trouver la fréquence cyclotron ωc = eB/men utilisant la masse effective des porteurs de charge m. Il convient de noter que la masse, trouvée à partir de la fréquence cyclotron, correspond à la masse effective des porteurs de charge uniquement pour les surfaces sphériques d'énergie constante. Si la surface à énergie constante est l'ellipsoïde, les composantes du tenseur de masse effectif dans les axes principaux de l'ellipse sont égales à mxx, maa, et mzz. Dans ce cas, la masse effective m, calculé à partir de la fréquence cyclotron ωc, est appelé le masse effective du cyclotron cela dépend de l'angle entre la direction du champ magnétique et les axes d'énergie constante de l'ellipsoïde.

Par conséquent, des informations très importantes peuvent être obtenues sur la forme de la loi de dispersion dans les bandes autorisées d'énergie électronique. La solution de l'équation de Schrödinger implique que le mouvement des électrons dans le plan, perpendiculaire au champ magnétique, est quantifié. Les niveaux d'énergie correspondants sont Niveaux de Landau. La distance entre les niveaux de Landau avec les nombres quantiques m et m + 1 rencontrera l'énergie :

Ainsi les électrons dans la bande de conduction (et les trous dans la bande de valence) dans un fort champ magnétique ne sont pas caractérisés par le spectre quasi-continu. Le spectre des bandes autorisées dans ce cas est converti en discret Niveaux de Landau à cela, la distance entre les niveaux est déterminée par induction magnétique B et par la valeur de la masse effective m⁎ des porteurs de charge. La quantification de l'énergie électronique dans le champ magnétique conduit à un certain nombre de phénomènes de résonance et de magnéto-oscillation, dont certains sont répertoriés sur la figure 8.34 . Les effets de la quantification du spectre peuvent être observés expérimentalement, si une condition particulière est remplie :

c'est-à-dire à des températures très basses et des champs magnétiques très puissants.

En substituant à cette formule toutes les constantes étant donné que ωc = eB/m, il est possible de trouver l'induction magnétique :

A la température de l'hélium liquide, l'effet de la quantification du spectre électronique dans le champ magnétique peut être trouvé à B > 40 kGs si m⁎ ≈ m. Au cas où m⁎ = 0.1m, l'effet de la quantification est probable dans le champ magnétique de B > 4 kilogrammes. Il est clair que la recherche sur les magnéto-oscillations et les effets de résonance n'est possible qu'à basse température avec l'utilisation de champs magnétiques puissants. La loi de dispersion dans le champ magnétique est illustrée à la Fig. 8.36 .

Figure 8.36 . Fonction de densité d'états dans un champ magnétique fort courbe en tirets montre la fonction de densité d'états en l'absence de champ magnétique.

La loi de dispersion ressemble à un nombre de paraboles pour la branche avec nombre quantique m = 0 à l'énergie ħωc/2 pic pointu est vu au-dessus de l'origine g0(ɛ) correspondant au bas de la bande de conduction en l'absence de champ magnétique. La fonction de densité d'états est la somme des hyperboles, et chacune d'elles répond à la loi de dispersion de la parabole. Près de la taille de l'énergie qui correspond au paramètre de Landau k = 0 la densité d'états devient infinie comme la fonction function. On peut montrer que le nombre d'états dans tout intervalle d'énergie fini est fini.

La caractéristique importante de la structure de bande du semi-conducteur dans le champ magnétique est un décalage des extrêmes de bande. Le bas de la bande de conduction monte sur la valeur ħωc/2 = eħB/(2mm) tandis que le bas de la bande de valence monte sur ħωc/2 = eħB/(2mp). La quantification dans le champ magnétique entraîne un certain nombre de effets magnéto-optiques en raison de impuretés interbandes et le intrabande transitions optiques. Ensuite, les effets magnéto-optiques les plus importants sont répertoriés avec leur brève description.

La magnéto-absorption interbande est considérée comme des oscillations lumineuses interbandes dans le champ magnétique. Cet effet est causé par les transitions entre les niveaux de Landau dans la bande de valence ainsi que dans la bande de conduction.

Dans le cas où la fréquence de la lumière change, le coefficient d'absorption à la transition lumineuse directe oscille, si l'énergie du photon est supérieure à l'énergie de la bande interdite. Les maximums dans le spectre d'absorption correspondent aux transitions entre les niveaux de Landau dans différentes zones avec une règle de sélection Δm = 0. Ces oscillations ont été observées dans le germanium, l'antimoniure d'indium et d'autres semi-conducteurs à mobilité élevée. Si les pics d'oscillation dépendant de l'induction magnétique sont obtenus, alors, en extrapolant à la valeur B = 0 il est possible de trouver le bande interdite. C'est l'un des plus précise méthodes de sa détermination. De plus, à partir de la pente de la droite ħω(B), la réduction masse effective des porteurs de charge peuvent être déterminés :

c'est-à-dire, si l'une des masses, mm ou alors mm, est connu, il est possible d'en trouver un autre.

Si les transitions sont indirectes dans le domaine de la magnétoabsorption interbande, le nombre d'étapes est observé (qui s'érode avec l'augmentation de la température). L'absorption indirecte fait intervenir des phonons, donc la règle de sélection Δm = 0 ne sera pas obligatoire.

La magnétoabsorption par les impuretés se produit lors des transitions optiques des électrons et des trous de l'état fondamental à l'état excité (effet Zeeman sur les niveaux d'impuretés), ainsi que lors des transitions entre les états d'impuretés et les niveaux de Landau dans les bandes autorisées.

Le spectre de la magnétoabsorption montre des oscillations, comme lors des transitions interbandes ( Fig. 8.37). A partir des distances entre les pics du spectre d'oscillation de la magnétoabsorption, il est possible de déterminer la masse effective des porteurs de charge dans les bandes autorisées, auxquelles ces transitions sont liées (de ce fait, la magnétoabsorption interbande ne donne qu'une masse effective réduite).

8.37 . Spectre d'absorption magnétique de GaAs/AlGaAs perpendiculaire au champ électrique (10 3 –10 4 V/cm) au champ magnétique (8 T) à la température de l'hélium liquide.

Les effets magnéto-optiques, qui incluent la magnétogyration et la giration du plan de polarisation (effet Faraday), se produisent sur les porteurs de charge libres (interbande) et déterminés par la différence des chemins optiques de deux polarisations circulaires opposées des ondes électromagnétiques [8] .

L'effet est observé lorsque l'onde à polarisation plane traverse un cristal placé dans le champ magnétique constant, qui est parallèle à la direction de propagation des ondes. En conséquence, le plan de polarisation de la lumière, après avoir traversé le cristal, devient tourné sur l'angle φ qui dépend de la distinction entre la fréquence lumineuse et la fréquence cyclotron ωc et sur l'épaisseur d'un cristal. Près de la fréquence cyclotron, l'angle φ change son signe en opposé.

Lorsque la fréquence des ondes électromagnétiques est grande (ωωc), l'angle φ est inversement proportionnel au carré de la fréquence et directement proportionnel au champ magnétique : φ = B/(ω 2 m 2 ). Dépendance obtenue expérimentalement de φ(B) ou alors φ(ω) permet de trouver le masse effective des porteurs de charges.

Récemment, l'effet Faraday a été enregistré dans le graphène multicouche (Fig. 8.38). On suppose que l'angle de rotation sera d'environ 0,01 radian, mais en fait, il s'est avéré être de 0,1 radian (environ 6 radians).°). La magnitude de l'angle en termes d'une seule couche d'atomes montre que le graphène est en avance sur tous ses «adversaires».

Fig. 8.38 . Effet Faraday dans le graphène.

L'effet Faraday et l'effet Kerr magnéto-optique associé sont tous deux largement utilisés dans les communications optiques, les dispositifs de stockage de données et les systèmes informatiques. Les particularités découvertes du graphène permettent de créer des dispositifs uniques. En pratique, cependant, des angles de rotation du plan de polarisation assez importants (45°) sont nécessaires, dont la mise en œuvre nécessite une dizaine de couches de graphène. Cependant, ce matériau absorbe le rayonnement infrarouge, ce qui affaiblit le signal des appareils.

La biréfringence (double réfraction) qui se produit dans le champ thermomagnétique (effet Voigt) peut également être considéré comme l'effet lié à l'effet Faraday sur les porteurs de charge gratuits. Cet effet se produit dans de telles circonstances lorsque le champ magnétique est perpendiculaire à la direction de propagation de la lumière.

Après avoir traversé le semi-conducteur, placé dans le champ magnétique, le polarisé linéairement la lumière se transforme en polarisé elliptiquement lumière. A cela, le déphasage θ apparaît entre les composantes du vecteur électrique E∣∣ et E, qui peut être mesuré. Angle de comparaison φ (plan de rotation de polarisation en effet Faraday) et angle θ (en effet Voigt), il est possible de trouver la valeur φ/θ = ωc/m. Ainsi, l'étude de l'effet Faraday et de l'effet Voigt permet de déterminer directement le porteur de charge masse effective.

Les effets Faraday et Voigt peuvent se produire non seulement lors des transitions intrabandes, mais également lors des transitions interbandes. L'interprétation des résultats expérimentaux dans ce cas est plus compliquée que dans le cas d'une transition intrabande de porteuse gratuite. En cas de magnéto-absorption interbande (à effet Faraday interbande), les oscillations observées dépendent de l'énergie des photons à champ magnétique constant. Le spectre de la magnétoabsorption pour les transitions indirectes est échelonné, tandis que dans le cas de l'effet Faraday, les oscillations ressemblent à une série de hauts, offrant un avantage pour la précision de la mesure.

Les phénomènes magnétoplasmiques sont vus dans le cristal, placé dans un champ magnétique constant lorsqu'il y a une interaction de la lumière avec le cristal à la fréquence proche de fréquence plasma. La manifestation de cette classe de phénomènes est différente selon la méthode d'expérience.

La méthodologie de base de l'expérience est lumière réfléchie surveillance proche de la fréquence plasma d'un cristal placé dans le champ magnétique, et de mesurer la rotation du plan de polarisation de la lumière.

En explorant les spectres de réflexion du plasma sans champ magnétique, il est possible d'obtenir le rapport de la concentration en porteurs de charge à la masse effective m/m, si la fréquence plasma ωPL et la permittivité diélectrique sont connues. L'erreur dans la masse effective m⁎ la détermination dans ce cas dépend en grande partie non pas de la précision de la mesure de résonance plasmatique, mais de la précision des mesures Hall (pour déterminer la concentration en porteurs m) et sur la précision de la mesure de permittivité. Si la réflexion du plasma est étudiée à champ magnétique constant, la masse effective peut être déterminée directement par le décalage du minimum du plasma sans connaissance de la concentration en porteurs de charge.

La méthode de résonance magnétoplasmique peut être utilisée comme méthode rapide sans contact pour déterminer la concentration et la mobilité des électrons dans le échantillons de film mince et en mésostructures déposés sur des substrats hautement résistifs. Généralement, l'effet magnétoplasme dans les semi-conducteurs est étudié expérimentalement dans la région infrarouge du spectre lorsque ωτ 1.La fréquence de résonance du plasma ω 2 pl ̲ = ne 2 m ∗ ɛ 0 ɛ r − 1 est déterminée en utilisant la concentration d'électrons m et ne dépend pas de la taille d'un échantillon. La dépendance en fréquence mesurée de la réflexion du magnétoplasme dans le champ magnétique (qui est dirigé perpendiculairement au plan de l'échantillon) permet de déterminer la masse effective m⁎ donc le temps de relaxation τ des électrons.

Dans les expériences avec les ultra-hautes fréquences (UHF), les résonances dimensionnelles (hélicon) peut être vu qui survient dans les circonstances où l'épaisseur d'un échantillon est égale à des demi-ondes entières. La mesure de la longueur d'onde à la résonance est utilisée pour déterminer la concentration des porteurs de charge. À cela, l'épaisseur d'un échantillon doit être beaucoup plus grande que la profondeur de la couche de peau à champ magnétique nul.

Phénomènes optiques dans les champs électriques et magnétiques croisés. Dans ces conditions, les oscillations d'absorption lumineuse pour transitions interbandes peut être observé. En cas de transitions directes autorisées, les hauts des oscillations d'absorption optique dans le champ magnétique sont décalés vers des énergies plus basses, lorsqu'un champ électrique perpendiculaire est appliqué.

En étudiant la magnétoabsorption et les oscillations dans les champs croisés, il est possible de trouver la somme ( m n + m ∗ p ), tandis qu'en observant les oscillations du champ magnétique il est possible de trouver une masse effective réduite mr. Ainsi, l'étude conjointe de ces effets permet de détermination directe de mm et mp. Notez que de telles expériences doivent être fournies dans des conditions de champs magnétiques pas trop grands.

Différentes propriétés électriques aux oscillations, de par leur nature physique, sont voisines des phénomènes magnéto-optiques dans les champs magnétiques forts, car ces effets sont provoqués par les états quantifiés des porteurs de charges dans les bandes conditionnées par les champs magnétiques forts :

oscillations de susceptibilité magnétique (effet de Haas-Van Alphen)

oscillations dans transparence lumineuse en cristaux (effet Shubnikov-de Haas)

oscillations de absorption des ultrasons dans des cristaux placés dans un champ magnétique

puissance thermoélectromotrice oscillations du champ magnétique.

Les oscillations de susceptibilité magnétique et de puissance thermoélectrique sont causées par la changement de potentiel thermodynamique dans le champ magnétique. Des oscillations dans la transmission de la lumière lors du changement de champ magnétique sont observées dans les semi-conducteurs dégénérés et causées par changement brutal de la densité d'états dans les bandes autorisées tandis que le niveau quantique de Landau passe par le niveau de Fermi. Les observations d'oscillations peuvent donner des informations sur les propriétés dynamiques des porteurs de charge au voisinage du niveau de Fermi, c'est-à-dire pour reconstituer la forme de la surface de Fermi dans les métaux et les semi-conducteurs dégénérés.


Abstrait

Des cartes radio du continuum à haute résolution spatiale produites par le radiotélescope de synthèse de Westerbork (WSRT) des Pays-Bas à des fréquences proches de la ligne HI de 21 cm ont été examinées à la recherche de sources d'émission anormales coïncidant avec les emplacements d'étoiles brillantes proches. Sur un total de 542 positions stellaires étudiées, aucun candidat pour les étoiles radio ou les signaux ETI n'a été découvert aux limites formelles du signal détectable minimum allant de 7,7 × 10 −22 W/m 2 à 6,4 × 10 −24 W/m 2 . Cette étude préliminaire a permis de vérifier que les données recueillies par les radioastronomes sur de grands réseaux de synthèse peuvent être analysées avec profit pour les signaux SETI (de manière non perturbatrice) à condition seulement que les données soient disponibles sous la forme d'un format de carte bidimensionnel plus ou moins standard. .

Recherche d'intelligence extraterrestre.


Pourquoi les niveaux des cartes de contours radio sont donnés en mJy/beam et qu'est-ce que cela signifie ? - Astronomie

Voici un exemple qui fonctionne. Il est important de noter que les données doivent être dans cet ordre car le programme (liscad) prendra les trois derniers mots et supposera qu'ils sont Easting, Northing et Elevation.

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

Enfin, enregistrez la feuille de calcul Excel avec une extension .ex. Ce fichier sera l'archive principale de vos données. À partir de là, vous pouvez manipuler, tracer et contourner vos données. Imprimez ce fichier et enregistrez la copie papier dans un endroit sûr.

Notre équipement d'arpentage est assez robuste et conçu pour durer. Cependant, il est aussi cher et aime un peu d'attention et de tendres soins de temps en temps. Un bon nettoyage de l'équipement de temps en temps et un traitement soigné lui permettront de durer longtemps. Voici quelques suggestions de base.

Pour le transport, utilisez des matériaux d'emballage antichoc pour les instruments. Nous avons de belles mallettes de transport pour l'EDM et la station totale et la plupart du matériel associé. Bien que ces étuis ajoutent un poids important, ils protègent vraiment les instruments, et la seule fois où vous décidez d'alléger votre charge et de ne transporter que les instruments, sera la seule fois où ils tombent d'une colline et sont gravement endommagés - une chute auxquels ils auraient survécu s'ils avaient été dans les cas !

Avant de nettoyer, dépoussiérez les lentilles et les prismes. Manipulez les lentilles, les oculaires et les prismes avec un soin particulier. Utilisez toujours un chiffon doux et propre ou un coton propre. Respirez sur les composants en verre, puis essuyez doucement. Si nécessaire, humidifiez légèrement un chiffon ou du coton avec de l'alcool pur. N'utilisez aucun autre liquide. Ne touchez jamais le verre optique avec vos doigts.

Nettoyez régulièrement. Ne laissez pas les fiches se salir. Protéger de l'humidité. Utilisez de l'alcool pur pour rincer les connecteurs de câble sales, puis laissez sécher complètement.

Lorsqu'un prisme est plus froid que l'air ambiant, il peut recueillir de la condensation. Si cela se produit, réchauffez le prisme pendant un certain temps en le plaçant dans un environnement chaud (pièce, véhicule ou vêtements à l'intérieur). Un simple essuyage du prisme ne sert à rien.

Si un instrument est devenu humide, déballez-le à son retour à la base. Nettoyez soigneusement l'instrument, les accessoires, l'étui et les inserts en mousse. Essuyer. Remballez seulement après que tout l'équipement soit à nouveau complètement sec.

Les principaux dangers sur le terrain pour l'instrument sont la pluie, le sable soufflé, la chaleur et le renversement. S'il pleut ou qu'il souffle fort, vous devrez reporter l'effort. Protégez-vous contre la brume légère et le sable modérément soufflé en plaçant l'un des capots en plastique (stockés dans le boîtier EDM) sur l'instrument chaque fois qu'il ne sera pas utilisé pendant plus de plusieurs minutes. Si la température est inférieure à -20°C ou supérieure à +50°C, vous ne devez pas utiliser l'instrument. Protégez-vous des fluctuations de température avec un parapluie. Marchez prudemment lorsque vous travaillez autour de l'instrument et lors de l'installation, assurez-vous que la zone est exempte de débris pouvant constituer un obstacle.

Mesure de distance électromagnétique (EDM)

L'une des mesures fondamentales en arpentage est la distance. Evidemment avec une distance et un angle, on peut établir un système de coordonnées et localiser les positions relatives d'objets ou d'observations. L'angle définit l'orientation et la distance de l'échelle. La mesure directe de la distance sur le terrain est l'une des opérations d'arpentage les plus difficiles, surtout si un degré élevé de précision est souhaité. Les mesures indirectes, comme l'utilisation d'une tige de stade, ont été développées et largement utilisées, cependant, ces systèmes ont une portée et une précision plutôt limitées. Avec l'avènement des instruments électromagnétiques, la mesure directe de la distance avec une grande précision est possible (Burnside, 1991).

Lorsqu'une distance est mesurée à l'aide d'un instrument EDM, une certaine forme d'onde électromagnétique (dans notre cas, un rayonnement infrarouge--IR-) est transmise de l'instrument vers un réflecteur où une partie de l'onde transmise est renvoyée au instrument. La comparaison électronique des signaux émis et reçus permet de calculer la distance (Price, 1989). Voir la figure 3 pour un schéma du mode de fonctionnement d'un EDM.

Figure 3.1 Schémas du système EDM. De Price et Uren, 1989.

Les ondes électromagnétiques peuvent être représentées par un mouvement d'onde sinusoïdale. Le nombre de fois en 1 seconde qu'une onde termine un cycle est appelé la fréquence (f) , et est mesuré en

Hz. La longueur d'un cycle est appelée la longueur d'onde ( l ), ​​qui peut être déterminée en fonction de la fréquence de

où v est la vitesse de propagation de l'onde.

La vitesse des ondes électromagnétiques dans le vide est appelée vitesse de la lumière, c , et est considérée comme égale à 299 792 458 m s -1. (Prix, 1989). La précision d'un instrument EDM dépend en fin de compte de la précision de la vitesse estimée de l'onde électromagnétique à travers l'atmosphère (Burnside, 1991).

Une relation exprimant l'amplitude instantanée d'une onde sinusoïdale est

où A max est l'amplitude maximale développée par la source, A 0 est l'amplitude de référence et f est l'angle de phase qui complète un cycle en 2 radians ou 360 ° 176.

Dans un système EDM, la distance est mesurée par la différence d'angle de phase entre les versions émises et reçues d'une onde sinusoïdale. La double longueur de trajet (2 D ) entre l'instrument et le réflecteur est la distance parcourue par le rayonnement d'une mesure EDM. Elle peut être représentée en termes de longueur d'onde de l'unité de mesure :

La distance de l'instrument au réflecteur est D , l m est la longueur d'onde de l'unité de mesure, n est le nombre entier de longueurs d'onde parcourues par l'onde et Dl m est la fraction de la longueur d'onde parcourue par l'onde. Par conséquent, la distance D est constituée de deux éléments distincts. Un instrument EDM utilisant des ondes électromagnétiques continues ne peut déterminer Dl m que par comparaison de phase (Figure 4).

Si l'angle de phase de l'onde transmise mesuré à l'instrument est f 1 , et l'angle de phase mesuré à la réception est f 2 , alors

L'angle de phase f 2 peut s'appliquer à n'importe quelle longueur d'onde entrante, de sorte que la comparaison de phase ne fournira qu'une détermination de la fraction d'une longueur d'onde parcourue par l'onde, laissant le nombre total, n , ambigu (Price, 1989).

Figure 4. Comparaison de phases. (a) Un EDM est installé en A et un réflecteur en B pour déterminer la longueur de la pente (D). Pendant la mesure, une onde électromagnétique est transmise en continu de A vers B où elle est réfléchie vers A. (b) Le chemin de l'onde électromagnétique de A à B a été montré, et pour plus de clarté, la même séquence est montrée en (c), mais l'onde de retour s'est ouverte. Les points A et A' sont effectivement les mêmes, puisque l'émetteur et le récepteur seraient côte à côte dans la même unité en A. La partie la plus basse illustre également l'idéal de modulation de l'onde porteuse par l'onde de mesure. De Price et Uren, 1989.

Pour de nombreux instruments EDM, une précision de mesure comprise entre 1 et 10 mm est spécifiée à de courtes distances, et une résolution de phase de 1 sur 10 000 est normale. En supposant une précision d'au moins 1 mm, une longueur d'onde de mesure ( l m ) de 10 m est donc requise. En rapprochant la vitesse de propagation, v , de 3 x 10 8 m s -1 , 10 m correspond à une fréquence de 30 MHz. La propagation adéquate d'un signal électromagnétique de fréquence 30 MHz à des fins d'EDM n'est pas pratique, donc une onde porteuse de fréquence plus élevée est utilisée et modulée par l'onde de mesure (Figure 5, (Price, 1989)). Dans le cas de notre instrument, l'onde porteuse est infrarouge, avec une longueur d'onde de 0,835 µm, correspondant à une fréquence de 3,6 x 10 5 GHz.

Le signal de retour est généralement amplifié, puis la différence de phase est déterminée numériquement. Le signal dérivé de la modulation déclenche le mécanisme de comptage chaque fois que le signal passe du négatif au positif. Le signal dérivé du rayon réfléchi arrête le mécanisme de comptage (Burnside, 1991). Pour notre instrument, l'ambiguïté entière ( n ) des longueurs d'onde est déterminée en utilisant la fréquence de mesure grossière de 74 927 Hz, équivalente à 2000 m, et la modulation d'amplitude de 4 870 255 Hz (30,7692 m) fournit la mesure fine ( Dl m ). Afin d'atteindre la précision indiquée de 5 mm, les mesures de phase sont précises à 1 partie sur 6 154.

Erreurs de mesure de distance

Le chemin de l'énergie électromagnétique est la distance réelle mesurée par l'EDM et sera déterminé par la variabilité de l'indice de réfraction à travers l'atmosphère.

Puisque le milieu est l'air, la vitesse est presque la même que celle du vide, et donc l'indice de réfraction est proche de un, et pour des conditions standard peut être considéré comme égal à 1.000320. La valeur exacte de l'indice de réfraction dépend des conditions atmosphériques de température, de pression, de pression de vapeur d'eau, de fréquence du signal rayonné et de composition. Par conséquent, pour des mesures de la plus haute précision, des observations atmosphériques adéquates doivent être effectuées. D'autres sources d'erreur potentielles proviennent de la courbure du chemin (similaire à la courbure de la terre). (Burnside, 1991).

Une source d'erreur qui est ajustée dans notre instrument est une correction d'échelle en unités de ppm qui s'ajuste pour de légères erreurs dans la fréquence de référence et dans la précision de l'indice de réfraction de groupe moyen le long de la ligne de mesure. La valeur ppm est réglée sur 0 sur l'EDM et ajustée dans le théodolite.

La correction atmosphérique est un ajustement d'erreur d'échelle qui prend en compte à la fois la pression atmosphérique et la température. Il s'agit d'une correction absolue de la vitesse réelle de propagation, et non d'une correction d'échelle relative comme la réduction au niveau de la mer (voir ci-dessous). Pour déterminer la correction atmosphérique avec une précision de 1 ppm, mesurez la température ambiante avec une précision de 1°C et la pression atmosphérique à 3 mb. Pour la plupart des applications, une valeur approximative pour la correction atmosphérique (à environ 10 ppm) est adéquate. Ceci peut être obtenu en prenant la température moyenne pour la journée et la hauteur au-dessus du niveau moyen de la mer du site d'étude. Un changement de température d'environ 10 °C ou un changement d'altitude au-dessus du niveau de la mer d'environ 350 m (= 35 mb) modifie la correction d'échelle de seulement 10 ppm. La correction atmosphérique est calculée selon la formule suivante :

où : D D 1 = correction atmosphérique (ppm), p = pression atmosphérique (mb) et t = température ambiante (°C). Pour des conditions extrêmes de changement de température de 30 °C et de changement de pression de 100 mb, on peut s'attendre à des variations d'erreur d'échelle de 50 ppm par jour. Cette valeur maximale est dix fois supérieure à la précision initiale déclarée de l'instrument et doit donc être prise en compte en ajustant occasionnellement l'erreur d'échelle sur le théodolite pendant l'effort d'arpentage de la journée (voir la figure 6, graphique 1 pour déterminer D D 1 ).

La correction en ppm pour la réduction au niveau moyen de la mer est basée sur la formule :

où D D 2 = réduction à MSL en ppm, H = hauteur de l'EDM au-dessus de MSL et R = 6378 km (rayon terrestre). Cette correction est une constante et doit être déterminée au début de l'effort d'enquête en consultant la figure 6, graphique 2a ou 2b.

Des corrections en ppm peuvent également être effectuées pour les projections cartographiques.

Le théodolite calcule la distance inclinée selon la formule suivante :
D = D0x(1+deltaDx10 -6 ) + mm

où D est la distance inclinée corrigée en mm, D 0 est la distance inclinée mesurée (non corrigée) en mm, (deltaD) = somme des corrections d'échelle (n est le nombre de corrections d'échelle) en ppm, et mm = constante de prisme en mm.

Le théodolite calcule la distance horizontale ( D h ) et la différence de hauteur ( e h ) en tenant compte de la courbure de la terre et de l'indice de réfraction moyen. Ces corrections sont de l'ordre de 10 -8 soit 0,01 ppm de D 0 et donc non significatives par rapport à la correction d'échelle (

Figure 6. Graphiques de correction d'échelle du manuel Theodolite. Utilisez-les pour déterminer D D (somme des corrections d'échelle).

Rayonnement infrarouge d'une diode laser GaAs

La source du rayonnement infrarouge de notre instrument est une diode laser à l'arséniure de gallium (GaAs). Ce dispositif est composé d'une petite puce de matériau semi-conducteur et est similaire en taille et en apparence à d'autres dispositifs semi-conducteurs (Figure 7). Poussée par une tension polarisée en direct et maintenue par des potentiels électrostatiques différents dans les deux moitiés de la diode, une inversion de population d'électrons entre les deux moitiés de la diode fournira la transition de niveau d'énergie pour l'émission stimulée de photons par les électrons lorsqu'ils tombent vers le bas état énergétique (Price, 1989). La différence d'énergie est émise sous forme de rayonnement (et donc le processus et le dispositif sont appelés laser - Amplification de la lumière par l'émission stimulée de rayonnement). Le processus d'émission stimulée permet au laser d'émettre un rayonnement monochromatique intense qui se déplace sous forme de faisceau étroit sur des distances considérables avant de se propager (Price, 1989). L'intensité du rayonnement IR est presque linéairement proportionnelle au flux de courant et avec une réponse pratiquement instantanée (Burnside, 1991). Si une tension alternative est superposée à la tension de fonctionnement normale de la diode GaAs, l'intensité de son rayonnement émis varie en fonction de la tension alternative (Figure 8, Price, 1989). Ceci fournit un moyen simple et peu coûteux de moduler directement le faisceau infrarouge.

La diode GaAs est largement utilisée en arpentage. Les faibles dimensions de la jonction dans laquelle le rayonnement est émis engendre une plus mauvaise collimation du rayonnement. Par conséquent, le laser GaAs émet un faisceau avec un étalement elliptique relativement important et la luminosité du laser GaAs est inférieure à celle des autres lasers. La largeur spectrale du rayonnement émis est généralement de 2-3 nm par rapport à 0,001 nm de la lumière visible, du laser à gaz HeNe et donc le laser GaAs n'a pas la monochromaticité des autres lasers, ce qui contribue à l'erreur de la vitesse de propagation effective. Cependant, les lasers GaAs peuvent être conçus pour fonctionner à des ordres de grandeur plus efficaces que les autres lasers, peuvent être beaucoup plus petits et plus robustes, et sont considérablement moins chers que les autres lasers (Price, 1989).

En raison de la puissance relativement faible rayonnée, un faisceau de puissance suffisante ne sera pas réfléchi par une surface non préparée. Un réflecteur spécial est donc utilisé afin d'assurer un bon signal de retour. Un miroir plan peut être utilisé, mais il nécessite un réglage précis, donc en pratique, un réflecteur en coin cubique est le plus souvent utilisé. Ce réflecteur renverra un faisceau le long d'un chemin parallèle au chemin incident sur une large plage d'angles d'incidence sur la surface avant. Un cube de verre est généralement utilisé avec ses bords meulés dans un coin avec des précisions de meulage à quelques degrés d'arc près (Burnside, 1991). La longueur du trajet du signal dans le réflecteur doit être corrigée, et c'est la raison du réglage de la constante de prisme dans le théodolite. La constante pour les prismes circulaires Wild est 0. Notez que sur de courtes distances, le réflecteur de type "œil de chat" couramment utilisé pour les vélos reflétera de manière adéquate les signaux incidents très obliques.

Figure 7. Caractéristiques de la diode à l'arséniure de gallium. De Burnside, 1991.


Figure 8.Modulation d'une diode à l'arséniure de gallium. De Price et Uren, 1989.


Pourquoi les niveaux des cartes de contours radio sont donnés en mJy/beam et qu'est-ce que cela signifie ? - Astronomie

Dans ce chapitre, nous présentons les résultats de sept études sur des galaxies individuelles. Ces articles sont autonomes : il y a donc parfois un chevauchement entre les sections de discussion et les parties des chapitres 5, 6 et 7. Les deux premiers articles ont déjà été publiés, mais nous les reproduisons ici car ils traitent de galaxies ayant des propriétés nettement différentes. que ceux discutés dans les cinq autres articles.

Une étude sur l'hydrogène neutre de la galaxie spirale NGC 4736

1 Kapteyn Astronomical Institute, Postbus 800, Université de Groningen, Pays-Bas
2 Département d'astronomie, Université de Washington, Seattle, WA 98195, États-Unis

Résumé. La galaxie Sab NGC 4736 a été synthétisée dans la raie 21 cm HI en utilisant le réseau de Westerbork. Des cartes avec des résolutions angulaires de 25" × 38" et de 60" × 80" et une résolution de vitesse de 27 km s -1 , sont données. La carte du continuum de 21 cm, construite à partir des canaux extérieurs, montre l'émission du disque à un niveau de

3 K en température de brillance et de

5 kpc) étendue. Une source nucléaire non résolue et deux régions d'émission non thermique renforcée coïncidant avec un anneau interne de régions H II (à un rayon de

L'hydrogène neutre se trouve non seulement dans la principale section optiquement brillante de la galaxie, mais coïncide également avec un anneau externe faible (à

4' de rayon) entourant la galaxie. La distribution H I imite également les deux connexions et lacunes entre cet anneau et la galaxie principale. La région centrale de la galaxie, jusqu'à

0,3' de rayon, s'avère relativement pauvre en gaz, tandis que l'anneau interne H II contient un excès de H I.

Les vitesses H I indiquent que le gaz dans l'anneau externe participe fondamentalement à la même cinématique que le gaz dans la galaxie principale. On observe, cependant, que le petit axe cinématique n'est pas exactement perpendiculaire au grand axe cinématique, qui à son tour change quelque peu avec le rayon et s'accorde avec un changement observé du grand axe photométrique. En utilisant un modèle de rotation axisymétrique en première approximation, nous mesurons Vsystème = 307 ± 5 km s -1 , p.a. (région intérieure) = 122° ± 3°, p.a. (extérieur) = 114° ± 6°, et inclinaison je = 35° ± 10°. En adoptant une distance de 6 Mpc à la galaxie, on trouve à partir de la courbe de rotation que MT = 5.3 × 10 10 M , MH = 7.6 × 10 8 M et MT / L = 2,5 (unités solaires).

Mots clés: galaxies spirales - hydrogène neutre - courbe de rotation

Introduction

La galaxie Sab NGC 4736 (M94), sur une courte exposition photographie une galaxie normale, se distingue par un faible anneau extérieur Envoyer les demandes de tirage à : A. Bosma d'un rayon de 4' à 6' qui entoure le corps principal. D'après de Vaucouleurs (1975),

15% de toutes les galaxies Sab présentent de tels anneaux externes. Une description détaillée de la galaxie se trouve dans l'Atlas Hubble (Sandage, 1961). Un dessin des principales caractéristiques structurelles est présenté sur la figure 1. On peut distinguer cinq zones annulaires, qui ont une luminosité de surface progressivement plus faible, comme suit :

a) une région centrale intense (jusqu'à un rayon de 15"), b) une région intérieure de la structure en spirale (15" à 50"), c) un région externe de la structure en spirale avec un modèle de bras multiples (50" à 200"), d) une région, que nous appellerons la écart, avec un manque apparent de lumière à l'exception des connexions du côté est et ouest à e) le bague extérieure pâle.

Dans cet article, nous discuterons de la cinématique de cette galaxie sur la base d'observations de raies HI de 21 cm obtenues avec le radiotélescope de synthèse de Westerbork (WSRT). En particulier, notre objectif a été de comprendre les propriétés cinématiques de l'anneau externe et comment elles s'intègrent dans l'image globale de cette galaxie. Lindblad (1960, 1974) a initialement proposé que l'anneau extérieur de NGC 4736 soit un anneau de résonance au rayon de corotation. De plus, Contopoulos (1970) a soutenu que les effets de résonance devraient se produire à la position du rayon de corotation dans une galaxie spirale, entraînant le piégeage de la matière sur des orbites fermées. Les mesures des mouvements H I semblent être le seul moyen possible de fournir les données cinématiques nécessaires à l'étude de ces effets.

La cinématique des parties internes de la galaxie [zones a) et b)] a été étudiée par plusieurs observateurs optiques sur la base de spectres principalement pris le long du grand axe. Burbidge et Burbidge (1962) n'ont pas pu dériver une courbe de rotation régulière et ont conclu que soit des mouvements non circulaires existent, soit que les différentes régions de la galaxie ne sont pas dans le même plan. Cependant, Duflot (1962, 1965) et Chincarini et Walker (1967) ont trouvé une courbe de rotation douce dans le 50 & 034 interne. Récemment van der Kruit (1974) a obtenu d'autres spectres, principalement à partir des régions H I au bord de la zone b). Il a supposé que ces régions forment un anneau et a conclu à partir de ses données que l'anneau présente une expansion uniforme avec une vitesse de

30 km s -1 superposés à une vitesse de rotation de

150 km s -1 . Cette interprétation indique une activité récente dans le noyau, comme van der Kruit (1971) l'avait déjà suggéré sur la base d'une carte du continuum à 1415 MHz où il a trouvé une source nucléaire et deux sources diamétralement opposées, chacune à 45 ° 034 du noyau.

Les seuls travaux antérieurs sur la ligne de 21 cm H 1 sur cette galaxie ont été réalisés par Rogstad et al. (1967) avec un interféromètre à simple espacement ayant une résolution angulaire de

20'. Enfin, des informations sur la distribution de la luminosité optique le long du grand axe ont été obtenues par Simkin (1967). Ces études, ainsi que les observations décrites dans cet article, fournissent une image assez complète de cette galaxie qui peut, espérons-le, être utilisée comme point de départ pour une analyse détaillée.

Nous décrivons les observations et les techniques de réduction dans la section II et donnons les résultats dans la section III.c Ces résultats sont ensuite discutés et comparés aux informations disponibles dans d'autres études dans la section IV.

II. Observations et réduction des données

Les observations ont été faites à l'été 1972 avec le WSRT et le spectromètre à filtre à 80 canaux de la manière décrite par Allen et al. (1974). La température effective du système était de 140 K, les largeurs de filtre à mi-puissance étaient de 129 kHz, correspondant à 27 km s -1 . 31 cartes de canaux obtenues sont espacées à des intervalles de 20 km s -1 de la vitesse héliocentrique V = 0 à +600 km s-1. Huit demi-journées d'observations ont été nécessaires afin d'obtenir pour chaque canal vingt espacements d'antennes (36, 108, 180, . 1404 m). Cela a abouti à une largeur de faisceau synthétisée à mi-puissance de 25" × 38" ( × ) et une première réponse de réseau à 10' × 15'. Les cartes ont été obtenues par application des programmes de réduction WSRT standard (Högbom et Brouw, 1974) pour l'étalonnage et la transformation de Fourier. Nous appellerons les cartes utilisant tous les espacements les cartes "pleine résolution".

Dans les cartes à pleine résolution, cependant, l'émission de raies n'a été détectée de manière fiable que dans les régions b) et c) et une petite section de la région e). Par conséquent, afin d'étudier l'émission dans les régions externes, le rapport signal sur bruit a été augmenté en sacrifiant la résolution angulaire. Un deuxième ensemble de 31 cartes de canaux a été réalisé avec une gradation non standard, en n'utilisant efficacement que les dix espacements les plus courts. Cela a abouti à une largeur de faisceau synthétisée à mi-puissance de 41" × 62". Cet ensemble de cartes a montré des effets instrumentaux qui n'étaient pas évidents dans les cartes à pleine résolution. Certaines des réponses de réseau de HI dans les canaux à haute vitesse se sont produites à la même position que le signal H I dans les canaux à faible vitesse. De plus, les cartes sont légèrement affectées par le 0 - m espacement. Ces effets ont été supprimés par l'application de la procédure "clean" (H&246gbom, 1974). Avec cette méthode, les lobes latéraux et les anneaux de réseau sont soustraits et le niveau zéro de la carte est correctement ajusté, tandis que la partie signal de la carte est restaurée par convolution avec un motif de faisceau gaussien. Pour augmenter encore le rapport signal/bruit, les cartes nettoyées ont été convoluées en un faisceau de 60 & 034 & 215 80 & 034, le plus grand possible sans saignement substantiel de signaux. Nous appellerons ces cartes 60" × 80" les cartes « basse résolution ». Dans l'analyse ultérieure, les cartes à pleine résolution sont utilisées pour étudier les zones intérieures a) et b), tandis que les cartes à basse résolution sont utilisées pour le reste de la galaxie.

Les cartes originales contenaient à la fois un rayonnement linéaire et continu. Cependant, en étudiant le profil intégré à l'espacement de 36 m, nous avons déterminé que les six canaux de vitesse les plus bas et les cinq canaux les plus élevés ne contenaient aucun rayonnement linéaire significatif. Les signaux de ces onze canaux ont ensuite été moyennés pour définir la carte de rayonnement du continuum à 21 cm. Cette carte a été soustraite point par point des cartes des vingt canaux restants qui ne contiennent alors que le rayonnement linéaire. Pour la détermination de la densité totale de la colonne H I et de la vitesse moyenne pondérée en intensité à chaque point de la carte, nous avons appliqué une méthode de "fenêtre" automatisée (Bosma, 1977). Cette méthode a été conçue de manière à éviter les biais dans la densité et la vitesse de la colonne dus à des pics de bruit élevés en dehors de la plage de vitesse de l'émission d'hydrogène. Ceci est accompli en centrant une fenêtre (ou porte d'acceptation) autour du signal H I. Les points en dehors de cette fenêtre sont utilisés pour définir une ligne de base qui peut ensuite être soustraite si nécessaire. Seuls les points dans la fenêtre sont utilisés pour calculer la densité de la colonne et le centroïde de la vitesse. Une diminution supplémentaire du bruit peut être obtenue en lissant le profil d'origine en vitesse. Nous avons appliqué cela dans le cas des cartes à pleine résolution en utilisant une moyenne mobile de 1/4 - 1/2 - 1/4.

III. Résultats

Sur la figure 2, nous montrons la carte en pleine résolution du rayonnement continu de 21 cm, dérivé des canaux externes, superposée à une photographie Ha prise avec le télescope Kitt Peak de 2,1 m et aimablement mise à notre disposition par Lynds (1974). Le bruit rms dans cette carte est de 1,0 K en température de luminosité Tb. Les réponses du réseau d'une source ponctuelle d'intensité 180 ± 30 mJy (1 mJy = 10 -29 W m -2 Hz -1 ) à = 12 h 47 m 35,4 s ± 0,2 s , = +41䓯' 19" ± 3" (1950.0), qui a traversé la galaxie, ont été soustraits. La zone du côté sud-est (à = 12 h 48 m 46 s , = 41䓗') bien en dehors de la région d'émission H est en partie parasite, résultant de petits décalages continus dans les corrélateurs. Ces décalages ont sans aucun doute un léger effet sur d'autres parties de la carte également. Le flux continu total dans notre carte est de 0,29 ± 0,06 Jy.

Notre carte peut être comparée à la carte réalisée par van der Kruit (1971) en utilisant le récepteur continu WSRT de 21 cm avec une bande passante de 4 MHz. Bien que sa carte ait à peu près la même sensibilité que la nôtre, son espacement le plus court était de 180 m, alors que le nôtre était de 36 m. Cela implique que dans notre carte, les structures source de type gaussien de taille 9,0' × 13,5' sont atténuées de 50% ou plus, tandis que dans la carte de van der Kruit, les structures source de 1,8' × 2,7' sont déjà atténuées du même montant . Ceci explique la différence majeure dans l'apparence des deux cartes, à savoir le fait que l'émission générale du disque que l'on retrouve est totalement absente de la carte de van der Kruit. De plus, la "source" occidentale semble être davantage une amélioration au-dessus de l'émission du disque plutôt qu'une source discrète. Nous constatons que l'émission du disque dans un rayon de 1,5' a une moyenne Tb de 3-4 K. Après soustraction de cette composante du disque, il reste une source centrale non résolue avec une densité de flux de 18 ± 3 mJy à = 12 h 48 m 31,9 s ± 0,3', = + 41䓗'28& #034 ± 7" (1950.0), en bon accord avec les observations de van der Kruit (1971). Des observations récentes à 6 cm à Westerbork (De Bruyn, 1977) indiquent que cette source a un spectre non thermique, sa luminosité à 21 cm est environ 30 fois celle de Sgr A au centre de notre propre galaxie. Comme on peut le voir sur la figure 2, les sources est et ouest sont toutes les deux quelque peu étendues et correspondent très bien aux régions H II. Cependant, l'étude détaillée de de Bruyn (1977) montre que ces sources ont un spectre non thermique (alpha

Les cartes de canaux à basse résolution qui contiennent l'émission de raies sont illustrées à la figure 3. La densité de flux total dans chaque carte a été déterminée pour construire un profil HI intégré, qui est illustré à la figure 4. Nous montrons également à des fins de comparaison un profil de plat unique obtenu avec le télescope Dwingeloo de 25 m de van der Hulst et al. (1975). L'accord entre les deux profils est une bonne indication que nous n'avons manqué aucune émission H I significative dans les présentes observations interférométriques. La structure à double sommet du profil est typique de celle observée dans les galaxies spirales. La distribution HI totale, c'est-à-dire intégrée sur toutes les vitesses, à basse résolution est illustrée à la figure 5, superposée à une photographie prise sur le télescope Schmidt de 2,1 m aux observatoires Hale (cette photographie nous a été aimablement mise à notre disposition par le Dr HC Arp ). La caractéristique la plus frappante de cette carte est l'émission H I qui est clairement détectée dans de nombreuses parties de l'anneau externe faible. L'émission la plus forte dans cet anneau se trouve du côté ouest, correspondant à des régions H it faibles et à des taches de poussière. Les connexions optiques orientales et occidentales avec le corps principal de la galaxie peuvent également être tracées dans l'émission H I, tandis que les lacunes optiques présentent en conséquence une absence relative de gaz neutre. L'intégration de la carte donne une masse totale H I de 7,6 × 10 M , si l'on place la galaxie à une distance de 6 Mpc, correspondant à la vitesse moyenne du groupe CVn I dont elle semble faire partie (Sandage et Tammann, 1975), et à une constante de Hubble de 55 km s -1 Mpc -1 .

La structure détaillée dans les régions centrales est lissée sur la carte à basse résolution et peut être mieux vue sur la carte à pleine résolution, illustrée à la figure 6, où la distribution HI a été superposée sur une photographie bleue prise par Lynds (1974) avec le Télescope de 2,1 m à Kitt Peak. L'émission la plus forte sur cette carte coïncide en position avec les régions H I dans la zone b) (de 0,7 à 1,0' de rayon). Dans la zone a) il y a un manque relatif de gaz neutre, phénomène qui est généralement observé dans les régions centrales des galaxies spirales. En examinant les profils individuels, nous avons cherché à savoir si cette dépression centrale pouvait être causée par une absorption contre la source centrale du continuum. Les profils à la position du noyau ne montrent aucun pic positif ou négatif significatif par rapport au continuum, indiquant qu'aucune émission ou absorption nette de H I n'est présente. Il est donc fort probable que l'absence relative de gaz neutre au centre soit réelle. La zone c) de la structure en spirale externe montre une émission inégale, en particulier du côté est, où de grandes régions HI sont La carte à faible résolution, cependant, indique que ces caractéristiques inégales ne sont pas vraiment isolées, mais plutôt le sommet d'une distribution étendue de neutre gaz.

En supposant un angle de position de 122 & 176 et une inclinaison de 35 & 176 (voir Sect. IVa), nous avons également calculé la variation de la densité de la colonne d'hydrogène avec le rayon lorsqu'elle est intégrée sur toutes les longitudes (Fig. 7). L'anneau apparaît comme une zone de transition entre la chute plus raide dans la région c) et une chute plus progressive dans les parties externes.

A partir des tracés de contour du signal du canal en fonction de la vitesse et de l'ascension droite à chaque déclinaison, il est apparu que la plupart des profils ont une apparence simple avec un seul pic. Nous avons donc calculé un champ de vitesse moyenne pondéré en intensité à partir des profils en utilisant la méthode de la fenêtre décrite dans la section II. Dans quelques endroits, des corrections ont été apportées pour des pics de bruit perturbateurs proches du signal approprié. Les vitesses moyennes résultantes, à la fois à basse et à pleine résolution, peuvent en général être définies avec une précision de 10 km s -1 ou mieux. Il y a cependant quelques positions sur la carte où le signal HI, bien que bien présent, est trop faible pour une détermination correcte d'une vitesse.

Une carte de contour du champ de vitesse à faible résolution, superposée à la photographie de Schmidt de 1,2 m, est illustrée à la figure 8. La carte de vitesse à pleine résolution, qui n'est bien définie que dans les régions centrales de la galaxie, est illustrée à la figure 9. Les contours en pointillés ne représentent pas les vitesses réellement mesurées, mais sont dessinés uniquement pour indiquer une continuité possible dans les contours de vitesse, et incluent donc une interprétation subjective.

De la carte à pleine résolution, nous pouvons seulement conclure que nous avons affaire à une galaxie à rotation différentielle. Aucun mouvement particulier à une échelle plus grande que le faisceau synthétisé n'est trouvé. Le modèle cinématique des régions internes est également généralement suivi dans les vitesses de l'anneau externe visibles sur la carte à basse résolution (Fig. 8). Il y a, cependant, un changement défini dans l'angle de position du grand axe lorsque l'on se déplace vers l'extérieur. La caractéristique la plus frappante est peut-être l'écart entre l'angle de position du grand axe défini par les isophotes optiques de la zone c) et le grand axe cinématique HI. Cela doit indiquer qu'un modèle axisymétrique plan ne peut pas être entièrement applicable pour cette galaxie. Notez également que dans les deux cartes de vitesse, le petit axe n'est pas exactement perpendiculaire au grand axe.

IV. Discussion

Une courbe de rotation peut être dérivée du champ de vitesse radiale observé si nous supposons que la galaxie est un système aplati dans lequel les mouvements circulaires dominent. Bien qu'elle ne soit pas tout à fait vraie dans le cas de NGC 4736, cette hypothèse produira toujours des valeurs raisonnables pour la courbe de rotation ainsi que les principaux paramètres à ajuster, à savoir l'inclinaison de la galaxie, l'angle de position de la ligne de nœuds et le vitesse systémique de la galaxie.

Pour le centre dynamique de la galaxie, nous avons adopté la position de la source du continuum nucléaire. La vitesse systémique a été déterminée en supposant que le champ de vitesse est symétrique par rapport au centre, ce qui donne Vsystème = 307 ± 5 km s -1 . L'inclinaison et l'angle de position de la ligne de nœuds ont été calculés de la manière suivante. Pour les valeurs supposées de ces quantités, la vitesse circulaire dans les anneaux successifs autour du centre est calculée à chaque longitude galactocentrique. Nous adoptons ensuite les valeurs des paramètres qui donnent la plus faible dispersion (c'est-à-dire les plus faibles variations sur la longitude) de la vitesse circulaire dans un anneau donné. Cette méthode a été décrite en détail par Warner et al. (1973). Nous avons essayé différentes tailles d'anneaux, allant de 1,0' à 2,5', à la fois sur les données à basse résolution et à pleine résolution.Pour l'angle de position de la ligne de nœuds, nous trouvons pour les parties intérieures [zones a) et b)] p.a. = 122° ± 3°. Dans la zone c), cependant, cet angle passe progressivement à p.a. = 114° ± 6°. Dans tous les cas, le meilleur ajustement pour l'inclinaison est je = 35° ± 10°.

Comme l'inclinaison ne change pas avec le rayon et que l'effet du changement d'angle de position n'est pas important, nous avons dérivé une courbe de rotation unique pour représenter le champ de vitesse à grande échelle (Fig. 10). Les barres d'erreur pour chaque point de cette figure représentent l'écart efficace de la valeur moyenne de la vitesse circulaire. La soustraction d'un champ de vitesse modèle, basé sur la courbe de rotation de la figure 10, des vitesses observées donne une carte des résidus qui montre le modèle hautement systématique, attendu pour un changement d'angle de position du grand axe. Cependant, les plus grandes déviations ne dépassent pas 30 km s -1 indiquant que notre courbe de rotation est toujours une estimation juste des mouvements axisymétriques.

La pente centrale de la courbe de rotation déterminée à partir de nos données n'est pas aussi raide que celle trouvée optiquement par Chincarini et Walker (1967). Comme cela est sans aucun doute le résultat de notre résolution angulaire inférieure, nous avons remplacé la partie la plus interne de notre courbe de rotation (jusqu'à

36") par la courbe optique. Avec cette courbe de rotation, la distribution de la masse volumique surfacique a été calculée en utilisant un modèle à disque plat de la manière décrite par Nordsieck (1973). Intégration jusqu'au dernier point observé (à R = 9,6 kpc, en prenant la distance à la galaxie à 6 Mpc) donne une masse totale MT = 5.3 × 10 10 M , incertain d'au moins un facteur 2. La valeur dérivée de MH / MT = 0,02 est typique pour une spirale Sab. De plus, la magnitude bleue apparente, corrigée pour l'absorption galactique et corrigée pour faire face, est BT 0 = 8,58 (de Vaucouleurs et al., 1976) donnant une luminosité de 2,1 × 10 10 L . Ainsi MT / L = 2,5. Ces valeurs sont en accord avec ce que l'on trouve couramment pour les galaxies Sab (cf. Balkowski, 1973 Roberts, 1976).

La valeur de 307 ± 5 km s -1 déterminée pour la vitesse systémique HI s'accorde bien avec la valeur obtenue par van der Kruit (1976) de 314 ± 1 km s -1 . dans sa dernière étude utilisant des spectres à forte dispersion des régions H it de la zone b). Notre valeur ne concorde cependant pas avec la valeur de 259 ± 5 km s -1 mesurée par Chincarini et Walker (1967) ni avec la « meilleure valeur » globale de 246 ± 12 km s -1 . compilé par Sandage et Tammann (1975). Nous pensons qu'il est probable que les écarts sont causés par des erreurs de point zéro dans les échelles de vitesse des mesures optiques antérieures.

Notre valeur de 122° ± 3° pour l'angle de position de la ligne de nœuds dans les régions internes est en accord avec celle trouvée par S. M. Simkin (communication privée) à partir de la photométrie détaillée. Elle diffère de la valeur de 114° ± 2° dérivée par van der Kruit (1976) pour un modèle de rotation circulaire ajusté à ses données. Si l'on suppose que notre valeur pour l'angle de position est correcte, alors nous devons conclure que la zone H II présente des mouvements non circulaires sur la base des données de vitesse de van der Kruit. Cependant, étant donné que ces mouvements devraient atteindre 30 km s -1 , nous aurions dû constater certains effets dans nos données à pleine résolution, même en tenant compte de la taille relativement importante de notre faisceau. Nous ne savons pas comment résoudre cet écart. Nous notons également que notre carte du continuum de 21 cm (Fig. 2) ne montre pas deux sources ponctuelles distinctes dans la zone H II comme le faisait la carte de van der Kruit (1971), mais semble être mieux décrite comme montrant un rehaussement en forme d'anneau. coïncidant avec la zone H II. Les deux sources apparentes sur une ligne proche de la ligne des nœuds peuvent alors être le résultat de la convolution de notre faisceau synthétisé avec une distribution en anneau dans le plan de la galaxie. Bien que le dessin de Lynds (1974) montre que la zone des régions H II n'est pas bien corrélée avec le motif de la bande de poussière, suggérant que ces régions HI comprennent en effet une caractéristique distincte, nous ne trouvons pas beaucoup de soutien pour l'idée que NGC 4736 a a récemment connu une explosion dans le noyau provoquant un anneau H II en expansion ou une triple source radio.

Notre détection de gaz neutre dans l'anneau externe indique que du matériel de population I est également présent dans les parties les plus externes de la galaxie. Les résultats photométriques de Simkin confirment cette notion en ce que l'anneau est constitué de filaments bleus parmi une population rouge (B - V

1.0). Le changement de l'angle de position de la ligne de nœuds est également en accord avec un changement progressif du grand axe photométrique mesuré par Simkin. Ce changement peut soit indiquer que toutes les régions de la galaxie ne sont pas dans le même plan ou qu'il existe de grands écarts par rapport à la symétrie axiale.

L'étude de NGC4736 a révélé un certain nombre d'énigmes. Les modèles de cette galaxie doivent être comparés aux faits d'observation suivants :

Plusieurs interprétations peuvent être suggérées. Deux d'entre nous (AB et JMH) sont en faveur d'un modèle impliquant des orbites ovales en raison d'une perturbation en forme de barre dans un disque plat par ailleurs axisymétrique. Dans un tel modèle, les vitesses sont calculées en perturbant légèrement les orbites circulaires en ovales et en donnant à tous les ovales une certaine vitesse de motif. Le champ de vitesse observé peut être reproduit qualitativement pour un choix approprié de la vitesse de motif de la perturbation en forme de barre et de la perturbation axiale. rapport des ovales dans le plan de la galaxie. De plus, la distribution potentielle d'une telle distorsion en forme de barre ressemble étroitement à la distribution de lumière observée, y compris l'anneau extérieur et les espaces. Il apparaît alors que NGC 4736 peut être caractérisée comme une « galaxie », où le corps central est une sorte de barre de graisse. Des suggestions similaires ont été faites pour d'autres galaxies comme NGC 4151 (Bosma et al., 1977) et NGC 1068 et NGC 1291 (De Vaucouleurs, 1975). D'un autre côté, Schommer et Sullivan (1976) soutiennent que les caractéristiques morphologiques de la galaxie (espace entre les anneaux interne et externe) sont le plus naturellement interprétées comme une corotation et des résonances de Lindblad. Enfin, van der Kruit (1976) est favorable à l'idée que des mouvements non circulaires sont présents dans l'anneau H II interne et qu'ils, avec les radiosources apparemment étendues (Fig. 2), sont une manifestation de l'activité nucléaire. D'autres travaux théoriques sont évidemment justifiés dans un effort pour comprendre cette galaxie énigmatique.

Remerciements. Nous remercions le personnel de la Fondation néerlandaise de radioastronomie pour son aide indispensable dans ce travail. Les discussions avec nos collègues de Groningen ont été très bénéfiques pour la réduction et l'analyse des données. Nous remercions plusieurs personnes, en particulier H. C. Arp, A. G. de Bruyn, P. C. van der Kruit et S. M. Simkin, pour la communication de résultats inédits. Enfin, aucun de ces travaux n'aurait été possible sans le soutien des ordinateurs PDP-9 et Cyber ​​74 du Centre de calcul de l'Université de Groningue.


Techniques théoriques, expérimentales et numériques

DAVID F DAVIDSON , RONALD K. HANSON , dans Manuel des ondes de choc , 2001

5.2.3.4 ABSORPTION DE LAMPE : TRAVAILLER SANS LASERS

De nombreuses espèces absorbantes ont des régions spectrales où il y a un chevauchement substantiel de lignes de transition discrètes. Cela produit de larges caractéristiques d'absorption qui peuvent être sondées avec des lampes à large bande. Le compromis est que, bien que ces systèmes de lampes soient plus simples et moins coûteux que les diagnostics d'absorption laser, les intensités spectrales et donc le SNR des lampes sont généralement beaucoup plus faibles. Ces performances inférieures nécessitent des concentrations d'espèces cibles plus importantes pour maintenir un SNR approprié, et ces concentrations plus importantes compliquent intrinsèquement l'interprétation des mécanismes cinétiques. Pour améliorer la qualité du signal dans les systèmes de lampes, les caractéristiques d'absorption à large bande peuvent être sondées avec des intervalles de longueur d'onde de diagnostic plus larges. Cela réduit la sélectivité et la sensibilité des espèces par rapport aux diagnostics laser, et complique le calcul théorique du coefficient d'absorption, nécessitant un étalonnage direct dans la plupart des cas.

Un aperçu de certaines applications de cette méthode, qui comprend des exemples dans la région de longueur d'onde de 151 à 450 nm, est donné dans le tableau 5.2.4. Une grande variété de lampes différentes sont utilisées et les détails de celles-ci peuvent être trouvés dans les références individuelles.

TABLEAU 5.2.4. Diagnostic d'absorption de lampe

Longueur d'onde (nm)EspèceMéthodeRéférence
151.0COLampe à décharge à ondes(Franck et al., 1986 Markus, 1995 )
174.4C2H4Lampe à décharge à ondes( Saito et al., 1995 Zelson et al., 1994 )
206.2HN3Lampe à iode(Kajimoto et al., 1979 )
213.9CH3Lampe en zinc(Baeck et al., 1995 Hwang et al., 1993 )
216.6CH3Lampe Xe-Hg( Hwang et al., 1988 Moller et al., 1986 )
226.1HO2Lampe(Kijewski et Troe, 1971)
230.0HO2Lampe(Hippler et al., 1990b )
230.0N2OLampe Xe(Endo et al., 1979 )
250.0ClNOLampe Xe(Endo et al., 1979 )
250.0O2Lampe Xe(Endo et al., 1979 )
254.0O3Lampe au xénon(Takahashi et al., 1995a)
260.0NF2Lampe au deutérium(Koudriavtsev et al., 1995 )
260.0benzyleLampe Xe-Hg(Hippler et al., 1990a)
265.02-MéthylbenzyleLampe Xe-Hg(Hippler et al., 1994 )
303.4NHLampe à mercure(Szekely et al., 1984b )
306.5OHLampe à décharge à ondes( Bott et Cohen, 1984 Bott et Cohen, 1989 Hidaka et al., 1982 )
339.0CopainLampe Xe(Takahashi et al., 1995a)
388.4CNLampe à arc Hg( Louge et 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 )
405.0NON2Lampe Xe(Endo et al., 1979 )
415.0Br2Lampe Xe(Takahashi et al., 1995a)
421.6CNLampe Xe( Fueno et al., 1973 )
450.0NON2Lampe au tungstène(Fifer et Holmes, 1982)

Les références

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Nouvelles observations H i de KK 69. KK 69 est-elle une galaxie naine en transition ?

Nous présentons de nouvelles données H i de la galaxie naine KK 69, obtenues avec le Giant Metrewave Radio Telescope (GMRT) avec un rapport signal sur bruit presque le double des observations précédentes. Nous avons réalisé une décomposition spectrale gaussienne et des méthodes d'empilement pour identifier le milieu neutre froid (CNM) et le milieu neutre chaud (WNM) du gaz H i. Nous avons trouvé que 30% du gaz total H i, ce qui correspond à une masse de ∼10 7 M, est en phase CNM. La distribution des H i dans KK 69 n'est pas symétrique. Notre carte d'intensité GMRT Hi de KK 69 superposée sur une image du télescope spatial Hubble révèle un décalage de ∼4 kpc entre la région de haute densité Hi et le corps stellaire, indiquant qu'il pourrait s'agir d'une galaxie transitionnelle naine. Le décalage, ainsi que la troncature potentielle du corps H i, sont la preuve d'une interaction avec la galaxie spirale du groupe central NGC 2683, indiquant que le gaz H i est en train d'être retiré de KK 69. De plus, nous avons détecté une émission H i étendue d'un nain galaxie membre du groupe ainsi qu'une éventuelle nouvelle galaxie située près de la partie nord-est du disque NGC 2683 H i.

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Objets géocroiseurs

Alan W. Harris , . Richard P. Binzel, dans Encyclopédie du système solaire (troisième édition) , 2014

3.4 Associations de pluies de météores

Des flux de matière peuvent se développer dans les orbites des comètes et des astéroïdes qui éjectent des particules en orbite autour du Soleil. Si un tel flux de particules traverse l'orbite terrestre, il peut donner lieu à une pluie de météores à la même période chaque année, car les particules du flux sont balayées dans l'atmosphère terrestre. Un noyau de comète glacé réchauffé par le Soleil éjecte de la matière sous forme de molécules de gaz et de grains de poussière, qui alimentent sa coma et sa queue dans un processus appelé dégazage. Les noyaux cométaires sont généralement des corps fragiles qui peuvent perdre spontanément de gros fragments ou même se désintégrer complètement. Les astéroïdes peuvent également perdre de la matière à la suite de collisions ou d'une augmentation de la vitesse de rotation causée, par exemple, par une rencontre rapprochée avec une planète. De nombreux astéroïdes peuvent être lâchement liés agglomérats de fragments de collision qui se sont formés par réaccumulation gravitationnelle de débris après une collision dramatique entre deux objets plus gros. De tels objets sont appelés « tas de gravats » (voir les sections 5.3 et 6.2 ), il est facile de comprendre comment un tel objet peut perdre de la matière s'il tourne rapidement. D'autres mécanismes susceptibles de provoquer la perte de particules d'un astéroïde incluent la fissuration de la surface et la déshydratation sous contrainte thermique, qui peuvent se produire si l'objet s'approche très près du Soleil.

En 1983, Fred Whipple a reconnu que les éléments orbitaux d'un astéroïde trouvé par un télescope infrarouge en orbite autour de la Terre étaient essentiellement les mêmes que la pluie de météores des Géminides, qui se produit à la mi-décembre. (Voir Vues infrarouges du système solaire depuis l'espace.) Il ne fait aucun doute que cet astéroïde, (3200) Phaethon, est le corps parent des météores Géminides. Bien que Phaethon n'ait jamais présenté de coma ou de queue, il présente des caractéristiques orbitales et certaines caractéristiques physiques qui ressemblent à celles attendues d'un noyau cométaire dormant ou éteint. La distance au périhélie de l'orbite de Phaethon est très petite (0,14 UA), ce qui implique que les températures de surface s'élèvent à environ 1000 °C à son approche la plus proche du Soleil. Certains chercheurs soupçonnent que l'éjection de particules via la fracturation thermique et la déshydratation de certains minéraux pourraient être les mécanismes par lesquels Phaethon alimente le flux de météores des Géminides. Il existe plusieurs autres objets géocroiseurs avec des éléments orbitaux impliquant des associations avec les trajectoires des pluies de météores existantes.