Б

БАЛЛИСТИЧЕСКИЙ ГАЛЬВАНО­МЕТР, прибор для измерения кол-ва электричества при кратковрем. им­пульсах тока. Применяется при изме­рении магн. величин (потока, индук­ции, напряжённости поля и др.) и электрич. величин (больших сопро­тивлений, индуктивности, ёмкости и др.), значения к-рых в процессе экс­перимента могут быть преобразова­ны в пропорциональный им импульс кол-ва электричества. Б. г. включают последовательно в цепь, по к-рой про­текает импульсный ток. Прибор пред­ставляет собой интегратор тока на ос­нове магнитоэлектрич. гальванометра с искусственно увеличенным момен­том инерции подвижной части (период собств. колебаний T₀³15 с). Если дли­тельность импульса тока много мень­ше (менее 0,1) Т₀, то первое наиболь­шее отклонение её после протекания тока (баллистич. отброса) пропорц. кол-ву электричества q, протекшего через рамку Б. г.: q=ba. Чувстви­тельность к протекшему через Б. г. заряду — баллистич. чувствитель­ность (и обратная ей величина — бал­листич. постоянная по заряду 6) — зависит от сопротивления внеш. элек­трич. цепи, на к-рую замкнут Б. г. во время измерений. Поэтому Б. г. градуируют при том же внеш. со­противлении, при к-ром будут выпол­няться измерения. Наиболее чувствит. соврем. Б. г. характеризуются балли­стич. постоянной b~10^-9 Кл•м/мм. Техн. требования к Б. г. стандартизо­ваны в ГОСТе 7324-80.

•Основы    электроизмерительной   техники, .,   1972;   Минц  М.  Б.,   Магнитоэлектри­ческие гальванометры, М.— Л.,  1963.

В. П. Кузнецов.

БАЛЬМЕРА СЕРИЯ, см. Спектраль­ные серии.

БАР (от греч. baros — тяжесть) (бар, bar), 1) внесистемная ед. давления; 1 Б.=10⁵ Па=10⁶ дин/см²=0,986923 атм; 1 мбар=10³ дин/см²= 0,986923•10^-3 атм=0,75 мм рт. ст. 2) Вышедшее из употребления название ед. давления в СГС системе единиц. 1Б.= 1 дин/см².

БАРИОННЫЙ ЗАРЯД (барионное чис­ло, В), одна из внутр. характеристик элем. ч-ц, отличная от нуля для ба­рионов и равная нулю для всех осталь­ных ч-ц. Б. з. барионов полагают равным единице, а антибарионов — минус единице. Б. з. системы ч-ц ра­вен разности между числами барионов и антибарионов в системе. В частности, Б. з. ат. ядер равен их массовому чис­лу. До 70-х гг. Б. з. считался строго сохраняющейся величиной, закон со­хранения к-рой выполняется для всех типов фундам. вз-ствий. Однако в связи с созданием разл. моделей еди­ной теории поля (т.н. «великого объединения», включающего слабое, эл.-магн. и сильное вз-ствия) этот факт поста­влен под сомнение. В частности, пред­сказывается возможность распада про­тона, напр. по каналу р®-е⁺ + p₀, со временем жизни t в разных моделях от 10³⁰ до 10³² лет (согласно эксперим. данным, t_р>10³⁰ лет). В нек-рых ва­риантах теории предсказывается воз­можность перехода нейтрона в анти­нейтрон (т. н. осцилляции нейтрона).

С. С. Герштейн.

БАРИОНЫ (от греч. barys — тяжё­лый), группа «тяжёлых» элем, ч-ц с полуцелым спином и массой не меньше массы протона. К Б. относятся про­тон и нейтрон, гипероны, часть резонансов и «очарованных» частиц и, возможно, нек-рые др. Назв. «Б.» свя­зано с тем, что самый лёгкий из них — протон в 1836 раз тяжелее эл-на. Единств. стабильный Б.— протон; ос­тальные Б. нестабильны и путём последоват. распадов превращаются в про­тон и лёгкие ч-цы. (Нейтрон в свобод­ном состоянии — нестабильная ч-ца, однако в связ. состоянии внутри ста­бильных ат. ядер он стабилен.) Б. уча­ствуют во всех известных фундам. вз-ствиях: сильном, электромагнитном, слабом и гравитационном. В любых на­блюдавшихся процессах выполняется закон сохранения числа Б.: разность между числом Б. и антибарионов ос­таётся неизменной. Этому закону мож­но придать форму, напоминающую за­кон сохранения электрич. заряда, если приписать Б. специфич. барионный заряд. Тогда закон сохранения числа Б. принимает вид закона сохранения барионного заряда. Одним из прояв­лений этого закона явл. то, что рожде­ние антибариона обязательно сопро­вождается рождением дополнит. Б. (см., напр., Аннигиляция пары, Рож­дение пары). Существуют, однако, теор. соображения, согласно к-рым закон сохранения числа Б. явл. приближён­ным (см. Барионный заряд). Таблицу Б. см. в ст. Элементарные частицы.

С. С. Герштейн.

БАРКГАУЗЕНА ЭФФЕКТ, скачкооб­разное изменение намагниченности ферромагнетиков при непрерывном изменении внеш. условий, напр. магн. поля. Впервые эффект наблюдался в 1919 нем. физиком Г. Г. Баркгаузеном (Н. G. Barkhausen): при медлен­ном намагничивании ферромагн. об­разца в измерит. катушке, надетой на образец, он обнаружил в цепи катуш­ки импульсы тока, обусловленные скачкообразным изменением намагни­ченности J образца. Особенно ясно Б. э. проявляется в магнитно-мяг­ких материалах на крутых участках кривой намагничивания и петли ги­стерезиса, где доменная структура

изменяется в результате процессов смещения границ ферромагнитных доменов. Имеющиеся в ферромагнетике различного рода неоднородности (ино­родные включения, дислокации, оста­точные механич. напряжения и т. д.) препятствуют перестройке доменной структуры. Когда граница домена, смещаясь при увеличении магн. поля Н, встречает препятствие (напр., ино­родное включение), она останавлива­ется и остаётся неподвижной при дальнейшем увеличении поля. При нек-ром возрос­шем значении по­ля граница пре­одолевает пре­пятствие и скач­ком перемещает­ся дальше, до очередного пре­пятствия, уже без увеличения поля. Из-за по­добных задержек кривая намагничивания ферромагне­тика имеет ступенчатый хар-р (рис.).

Скачкообразное изменение намагни­ченности может быть вызвано не толь­ко полем, но др. внеш. воздействиями (напр., плавным изменением упругих напряжений или темп-ры), при к-рых происходит изменение доменной струк­туры образца.

Б. э.— одно из непосредств. дока­зательств доменной структуры ферро­магнетиков , он позволяет определить объём отд. домена. Для большинства ферромагнетиков этот объём равен 10^-6—10^-9 см³. Изучение Б. э. по­зволило лучше понять динамику до­менной структуры и установить связь между числом скачков и осн. хар-ками петли гистерезиса (коэрцитивной силой и др.).

По аналогии с Б. э. в ферромагне­тиках скачки переполяризации в сег­нетоэлектриках также наз. скачками Баркгаузена.

• Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956, с. 420; Рудяк В, М., Эф­фект Баркгаузена, «УФН», 1970, т. 101, в. 3, с. 429.

Р. З. Левитин.

БАРН (англ. barn) (б, b), ед. площади, применяется для выражения эфф. по­перечного сечения яд. процессов; 1 б=10^-24 см²=10^{-28 м2}.

БАРНЕТТА ЭФФЕКТ, намагничива­ние ферромагнетиков при их вращении в отсутствии магн. поля; открыт в 1909 амер. физиком С. Барнеттом (S. Barnett). Б. э. объясняется тем, что при вращении магнетика созда­ётся гироскопич. момент (см. Гиро­скоп), стремящийся повернуть спи­новые или орбитальные механич. мо­менты атомов по направлению оси вращения магнетика. С механич. мо­ментом атомов связан их магн. момент (см. Спин), поэтому при вращении появляется составляющая магн. момента (намагниченность) вдоль оси вращения. Б. э. позволяет опреде­лить магнитомеханическое отношение g или g-фактор (g=g2mc/e) для ато­мов ряда в-в.

 

48

 

 

Для металлов и спла­вов элементов группы железа зна­чение g оказалось близким к 2, что характерно для спинового магн. мо­мента эл-нов. Это является одним из доводов в пользу того, что фер­ромагнетизм элементов группы железа (Fe, Co, Ni) в осн. обусловлен спи­новым магнетизмом эл-нов.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971.

БАРОТРОПНОЕ ЯВЛЕНИЕ, состоит в том, что в системах жидкость — жид­кость (жидкость — газ или газ — газ) при больших давлениях и определ. темп-pax сосуществующие фазы ме­няются местами: находящаяся сверху (в поле тяжести) менее плотная при обычных условиях фаза становится тяжёлой и оседает вниз. Б. я. проис­ходит вследствие того, что при уве­личении давления ранее различные уд. объёмы фаз становятся равными; фаза, содержащая большее кол-во компонента с большей мол. массой, становится тяжелее и тонет в др. фазе.

Впервые Б. я. наблюдал голл. фи­зик X. Камерлинг-Оннес в системе водород (жидкость) — гелий (газ): при темп-ре 20,1К и давлении 49 атм газовая фаза опускалась под жидкую. В области равновесия в системе газ — жидкость Б. я. обнаружено в систе­мах аммиак — азот (при темп-ре 180 К и давлении 1800 атм), аммиак — азот — водород (при давлении 3500—3700 атм и темп-ре 170 К) и др. В тройных сис­темах в случае трёхфазного равнове­сия с двумя жидкими фазами наблю­дается Б. я. между ними (системы метанол — толуол, ацетон — анилин и др.).

БЕГУЩАЯ ВОЛНА, волновое движе­ние, при к-ром поверхность равных фаз (фазовые волн. фронты) перемеща­ется с конечной скоростью. С Б. в., групповая скорость к-рой отлична от нуля, связан перенос энергии, им­пульса или др. хар-к.

В рамках применимости суперпо­зиции принципа (линейные системы) две одинаковые периодич. Б. в., рас­пространяющиеся в противоположных направлениях, образуют т. н. стоя­чую волну. При разных амплитудах возникает частично Б. в., к-рая ха­рактеризуется коэфф. бегучести волны (КБВ), или коэфф. стоячести волны (КСВ), или коэфф. отражения Г, равным отношению амплитуд встреч­ных волн, причём

Для оптим. передачи энергии необхо­димо согласование линий передач (по­лучение внутри линии режима Б. в., когда КСВ=1, Г=0). Для электрич. цепей пост. тока этот режим соответ­ствует равенству внутр. сопротивления источника сопротивлению на­грузки.

М. А. Миллер.

БЕГУЩИЕ СЛОИ, непрерывно пере­мещающиеся вдоль положит. столба тлеющего разряда или дугового раз­ряда тёмные и светлые слои (страты). Образование Б. с. связано с вибрац. св-вами плазмы. См. Ионизационные волны.

БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНЫЙ КВАНТО­ВЫЙ ПЕРЕХОД, квантовый переход, при к-ром энергия квант. системы (атома, молекулы, ат. ядра и т. д.) изменяется не путём поглощения или испускания ею эл.-магн. излучения (т. е. при излучательном квант. пере­ходе), а в результате её вз-ствия с др. системами. Так, при столкновениях атома с др. атомом, эл-ном или ионом он может передавать энергию воз­буждения или получать её (см. Плаз­ма) . В тв. теле в результате Б. к. п. энергия возбуждения атома может переходить в энергию колебаний крист. решётки (см., напр., Тушение люми­несценции).

БЕЗЭЛЕКТРОДНЫЙ РАЗРЯД, один из видов высокочастотного разряда (или импульсного разряда), в к-ром разрядный промежуток полностью изо­лирован от электродов, а разрядный ток может быть либо током смещения (Е-разряд), либо индукц. током (Н-разряд). Если поместить колбу с разреж. газом между пластинами кон­денсатора колебат. контура, то наблю­дается Е-разряд с линейным током (рис., а).

Схема получения безэлектродного разряда — линейного (а) и кольцевого (6): РК — раз­рядная колба с разреж. газом; С — конден­сатор колебат. контура; L — катушка само­индукции; Г — генератор эл.-магн. колеба­ний.

 

Когда же колба помещена внутрь катушки колебат. контура, то наблюдается Н-разряд с кольце­вым током (рис., б). Особую важность представляет Б. р. в колбе в виде тора, охватывающего виток импульсного трансформатора, поскольку получаю­щуюся в такой колбе плазму можно с помощью магн. поля изолировать от стенок и при достаточно большой силе тока получить практически полностью ионизованную высокотем­пературную плазму. Такая схема по­ложена в основу токамака — одного из типов магнитных ловушек, ис­пользуемых в исследованиях по уп­равляемому термоядерному синтезу. Б. р. можно также получить, поме­щая колбу с разреж. газом в волновод.

В. Н. Колесников.

БЕККЕ МЕТОД [по имени австр. учё­ного Ф. Бекке (F. Becke)], один из вариантов иммерсионного метода из­мерения показателя преломления n тв. в-ва. Исследуемое в-во в мелко раздробленном виде помещают в кап­лю жидкости и наблюдают под микро-

скопом. На границе двух сред с раз­ными и вследствие явлений интерфе­ренции и полного внутр. отражения возникает тонкая светлая полоска — полоска Бекке. При подъёме тубуса микроскопа эта полоска дви­жется в сторону в-ва с большим n, при опускании — в сторону в-ва с меньшим п. При равенстве n жидкости и в-ва полоска Векке исчезает. Поль­зуясь набором жидкостей с известны­ми n, определяют n тв. в-ва.

БЕККЕРЕЛЬ (Бк, Bq), единица СИ активности нуклида в радиоакт. ис­точнике (активности изотопа); 1 Бк равен активности нуклида, при к-рой за 1 с происходит один акт распада. Названа в честь франц. физика А. А. Беккереля (А. Н. Becquerel). 1 Бк=2,703•10^-11 кюри=10^-6 резерфорда.

БЕЛ (Б, В), единица СИ логарифми­ческой относит. величины (десятич­ного логарифма отношения значений двух одноимённых физ. величин). Наз­вана в честь амер. учёного А. Г. Белла (A. G. Bell). Обычно применяют 0,1 долю Б.— децибел. 1Б=lg(P₂/P₁) при Р₂=10P₁, где P₁ и Р₂— мощ­ности, энергии и др. энергетич. ве­личины, или 1Б = 2lg(F₂/f₁) при F₂=Ö10F₁, где F₁ и F₂— напряже­ния, силы тока и др. аналогичные величины. Ед. Б. применяется во мн. областях физики и техники (аку­стика, радиотехника и др.).

БЕЛЫЕ КАРЛИКИ, компактные звёз­ды с массами порядка массы Солнца m_солн и радиусами »1% радиуса Солнца r_солн составляют 3—10% от общего числа звёзд Галактики.

Равновесие Б. к. поддерживается при ср. плотности в-ва ~10⁵—10⁶ г/см³ давлением электронного вырожден­ного газа. Для физики Б. к. интересны прежде всего как объекты применения теории сверхплотной плазмы. Б. к. становятся звёзды в конце своей эво­люции (после исчерпания в звёздах запасов термояд. горючего). В Б. к. превращаются норм. звёзды с началь­ной массой М£5М_солн после сброса внеш. слоев. Обнажившееся ядро име­ет очень высокую темп-ру поверхности; постепенно остывая, звёздное ядро переходит в состояние Б. к. Наиболее горячий известный Б. к. имеет темп-ру поверхности ~7•10⁴ К, наиболее холодные («красные» Б. к.) — ок. 5•10³К. Осн. источник светимости Б. к.— запасённая в звезде энергия теплового движения ионов.

Б. к. существуют благодаря устой­чивому равновесию сил гравитации и внутр. давления вырожденного газа эл-нов. Концентрация практически свободных эл-нов n_e в в-ве Б. к. столь велика, что их нулевой квантовомеханич. импульс p_e»hn_e^1/2 соз­даёт давление, достаточное для суще-

49

 

 

ствования Б. к. с наблюдаемыми зна­чениями радиусов. Соотношение мас­са — радиус для Б. к. при М£0,5 m_солн имеет вид: R»M^-1/3 т. е. более мас­сивные Б. к. имеют меньший радиус. Теория предсказывает верх. предел массы Б. к. (т. н. чандрасекаровский предел M_Ч»1,4m_солн), превышение этого предела приводит к гравита­ционному коллапсу звезды. Существо­вание чандрасекаровского предела обу­словлено тем, что электронный газ становится по мере роста плотности релятивистским, в результате его давление не может противостоять си­лам тяготения.

Теор. зависимость светимости Б. к. от возраста в общих чертах подтвер­ждается наблюдениями (светимости Б. к. ~10^-3 l_солн соответствует воз­раст ~10⁹ лет). Если Б. к. входит в тесную двойную систему, то существ. вклад в его светимость может давать термояд. горение водорода, перете­кающего на Б. к. со второй звезды системы. Однако это горение обычно имеет нестационарный хар-р (вспыш­ки новых и новоподобных звёзд). В полученных спектрах Б. к. (при­мерно в 10 из 500) наблюдается силь­ная поляризация излучения или зеемановское расщепление спектр. ли­ний, что указывает на существование у нек-рых Б. к. магн. полей ~10⁶— 10⁸ Гс. Примерно у 10 Б. к. обнару­жены оптич. пульсации с периода­ми ~10²—10³ с, не нашедшие пока окончат. объяснения.

• Происхождение и эволюция галактик и звезд, М., 1976, гл. 9; Белые карлики. Сб. статей, пер. с англ., М., 1975; Б л и н н и к о в С. И., Белые карлики, М., 1977.

С. И. Блинников.

БЕЛЫЙ СВЕТ, электромагнитное излучение сложного спектр. состава, вызывающее у людей с норм. цвето­вым зрением нейтральное в цветовом отношении ощущение. Б. с. даёт рас­сеянное излучение Солнца, а также излучение непрозрачных твёрдых и жидких тел, нагретых до высокой темп-ры. Б. с. можно получить сме­шением излучений двух дополнитель­ных цветов или трёх монохроматиче­ских излучений, взятых в определён­ном количеств. соотношении (см. Цвет, Колориметрия).

БЕЛЫЙ ШУМ, акустич. шум, в к-ром звук. колебания разной частоты пред­ставлены в равной степени, т. е. в среднем интенсивности звук. волн разных частот примерно одинаковы, напр. шум водопада. Назван по ана­логии с белым светом.

БЕРНУЛЛИ УРАВНЕНИЕ (интеграл Бернулли) в гидроаэромеханике [по имени швейц. учёного Д. Бернулли (D. Bernoulli)], одно из осн. ур-ний гидромеханики, к-рое при установив­шемся движении несжимаемой иде­альной жидкости в однородном поле сил тяжести имеет вид:

где v — скорость жидкости, r — ее плотность, р — давление в ней, h — высота жидкой ч-цы над нек-рой го­ризонт. плоскостью, g — ускорение свободного падения, С — величина, постоянная на каждой линии тока, но в общем случае изменяющая своё значение при переходе от одной ли­нии тока к другой.

Сумма первых двух членов в ле­вой части ур-ния (1) равна полной потенциальной, а третий член — кинетической энергиям, отнесённым к ед. массы жидкости; следовательно, всё ур-ние выражает для движущейся жидкости закон сохранения механич. энергии и устанавливает важную за­висимость между v, р и h. Напр., если при неизменной h скорость те­чения вдоль линии тока возрастает, то давление падает, и наоборот. Этот закон используют при измерении ско­рости с помощью трубок измеритель­ных и при др. аэродинамических изме­рениях.

Б. у.  представляют также  в  виде

h+p/g + v²/2g=C   или

gh+p+pv²/2=C (2)

(где g=rg — удельный вес жидкости). В 1-м равенстве все слагаемые имеют размерность длины и наз. соотв. гео­метрической (нивелирной), пьезо­метрической и скоростной высотами, а во 2-м — размерности давления и соотв. именуются весовым, стати­ческим и динамическим давлениями.

В общем случае, когда жидкость явл. сжимаемой (газ), но баротропной, т. е. р в ней зависит только от r, и когда её движение происходит в лю­бом, но потенциальном поле объём­ных (массовых) сил (см. Силовое поле), Б. у. получается как следствие Эйлера уравнений гидромеханики и имеет вид:

где П — потенц. энергия (потенциал) поля объёмных сил, отнесённая к ед. массы жидкости. При течении газов значение П мало изменяется вдоль линии тока, и его можно включить в константу, представив (3) в виде:

В техн. приложениях для течения, осреднённого по поперечному сече­нию канала, применяют т. н. обоб­щённое Б. у.: сохраняя форму ур-ний (1) и (3), в левую часть включают работу сил трения и преодоления гидравлич. сопротивлений, а также меха­нич. работу жидкости или газа (ра­боту компрессора или турбин) с соот­ветствующим знаком. Обобщённое Б. у. широко применяется в гид­равлике при расчёте течения жидко­стей и газов в трубопроводах и в ма­шиностроении при расчёте компрес­соров, турбин, насосов и др. гидравлич. и газовых машин.

• Фабрикант Н. Я., Аэродинамика. Общий курс, М., 1964; Лойцянский Л. Г., Механика жидкости и газа, 5 изд.,

М., 1978; Абрамович Г. Н., Приклад­ная газовая динамика, 4 изд., М., 1976.

С. Л. Вишневеикий.

БЕССТОЛКНОВИТЕЛЬНОЕ ЗАТУХА­НИЕ в плазме, см. Ландау зату­хание.

БЕСЩЕЛЕВЫЕ ПОЛУПРОВОДНИ­КИ, полупроводники с шириной за­прещённой зоны ξ_g=0. Встречаются Б. п. двух типов: Г) отсутствие запре­щённой зоны обусловлено симметрией кристаллов и вырождением электрон­ных состояний (см. Зонная теория); примеры подобных Б. п.— a-Sn, HgTe и HgSe (рис.); 2) ξ_g=0 лишь при определ. условиях (давлении, температуре, концентрации компонентов в случае тв. р-ра и т. п.).

Зависимость энер­гии ξ от квазиим­пульса р бесщеле­вых ПП 1-го типа: a — зона проводи­мости; б — валент­ная зона.

 

Наи­более типичные представители — спла­вы Bi—Sb, системы Cd_xHg_1-xТе, Pb_1-x Sn_xTe и др.

Б. п. 1-го типа образуют своеобраз­ную границу между полуметаллами и ПП. Так как у Б. п. для перехода эл-нов из валентной зоны в зону про­водимости не нужна энергия актива­ции, то они имеют высокую диэлектрич. проницаемость. Сравнительно слабое электрич. поле увеличивает концентрацию подвижных носителей заряда, приводя к существенному от­клонению от закона Ома. В Б. п. большую роль чем в обычных ПП, играет кулоновское вз-ствие эл-нов между собой и с примесными ионами. Практич. применения такие Б. п. по­ка не нашли.

В Б. п. 2-го типа подвижность но­сителей достигает рекордных зна­чений, что облегчает наблюдение ряда кинетич. эффектов в электрич. и магн. полях. С этими Б. п. связан вопрос о фазовом переходе диэлектрик — ме­талл; они используются в ПП прибо­ростроении (приёмники ИК излуче­ния, охлаждающие устройства и др.).

• Берченко Н. Н., Пашковский М. В., Теллурид ртути — полупровод­ник с нулевой запрещенной зоной, «УФН», 1976, т. 119, в. 2, с.223; Г е л ь м о н т Б. Л., И в а н о в-О м с к и й В. И., Ц и д и л ь к о в с к и й И. М., Электронный энергети­ческий спектр бесщелевых полупроводников, «УФН», 1976, т. 120, в. 3, с. 337.

С. Д. Бенеславский.

БЕТА-РАСПАД (b-распад), самопро­извольные (спонтанные) превращения нейтрона n в протон р и протона в нейтрон внутри ат. ядра (а также пре­вращение в протон свободного ней­трона), сопровождающиеся испуска­нием эл-на е^- или позитрона е⁺ и электронных антинейтрино v^_e или нейтрино v_e. Известны два вида Б.-р.: 1) b^--распад: n®p+e-+v^_e, при к-ром образуется ядро с числом протонов Z

50

 

 

на единицу больше, чем у исходного ядра, напр.:

¹⁴₆С®¹⁴₇N+е^-+v^_e.

Простейшим примером b^- -распада явл. распад свободного нейтрона. 2) Позитронный Б.-р. (b⁺ -распад): p®n+e⁺+v_e, при к-ром образуется ядро с Z на единицу меньше, чем у исходного ядра, напр.:

¹¹₆C®¹¹₅B+e⁺+v_e.

К Б.-р. относят также процесс по­глощения ядром ат. эл-на с испуска­нием v_e (электронный захват). При электронном захвате, как и при позитронном Б.-р., один из протонов ядра превращается в нейтрон: р+е^-®n+v_e, и число протонов Z уменьша­ется на единицу, напр.:

₄⁷Be+e^-®⁷₃Li+v_e.

Родственными Б.-р. явл. процессы вз-ствия нейтрино и антинейтрино

с  ядрами:

v_e+^A_ZX®_Z+1^AX+e^-, v^_e+^A_ZX®^A_Z-1X+e⁺

(А — массовое  число  ядер   X).

Б.-р. обусловлен слабыми взаимо­действиями. Периоды полураспада T_1/2 b-активных ядер варьируются от 10^-2 с до 10 ¹⁸ лет.

Б.-р. наблюдается и у тяжёлых и у лёгких ядер. Устойчивость ядер за­висит от соотношения чисел протонов Z и нейтронов N. С ростом Z увеличи­вается энергия кулоновского оттал­кивания протонов. Поэтому у сред­них и тяжёлых стабильных ядер зна­чение (N-Z)>0 (см. Ядро атомное). Ядра, у к-рых N больше, чем требу­ется для их стабильности, радиоак­тивны и могут испытывать b^- -распад; ядра, у к-рых N слишком мало, могут испытывать b⁺-распад или электронный захват. Полная энер­гия ξ_П, выделяющаяся при Б.-р., распределяется гл. обр. между двумя ч-цами, напр, между е^- и v^_e. Нек-рую очень малую её долю (~ξ²_П/Мс², где М — масса ядра) уносит остаточное ядро, испытывающее при Б.-р. «отда­чу». Распределение вылетающих эл-нов по энергиям N (ξ) наз. b-спектром. Общие св-ва b-спектров — непрерыв­ность и наличие макс. энергии ξ_макс— верхней границы b-спектра. Именно на основании этих св-в b-спектров швейц. физик В. Паули в 1930 пред­сказал существование нейтрино.

Форма b-спектра может зависеть от состояний исходного и образовав­шегося ядер (спина, чётности и др.).

При малых энергиях вылетающей заряж. ч-цы (е^- или е⁺ ) форма b-спектра искажается влиянием куло­новского вз-ствия между ядром и эл-яом или позитроном, Б.-р. часто про­исходит не только на осн. уровень, но и на возбуждённые уровни кон. яд­ра. Если распад идёт на неск. уровней,

то b-спектр приобретает сложную форму.

Теория Б.-р. была создана в 1934 итал. физиком Э. Ферми по аналогии с электродинамикой, где испускание и поглощение фотонов рассматривает­ся как результат вз-ствия заряда с создаваемым им самим эл.-магн. полем (фотоны возникают в момент испуска­ния). Процесс Б.-р. рассматривается как результат вз-ствия нуклона с электронно-нейтринным полем: нук­лон переходит в др. состояние, ис­пуская е~ или е⁺ и v^_e или v_e.

• См. лит. при ст. Радиоактивность, Слабое взаимодействие.

БЕТА-СПЕКТРОМЕТР, прибор для измерения энергетич. распределения (спектра) эл-нов и позитронов, выле­тающих при b-распаде, а также кон­версионных эл-нов и эл-нов, возникаю­щих при вз-ствии с в-вами гамма-, рентгеновского и др. излучений. Осн. хар-ки Б.-с.— разрешающая способ­ность и светосила. Разрешающая спо­собность характеризует наименьшее различие в энергии эл-нов, к-рое может быть зарегистрировано Б.-с.

Рис.1.   Спектр конверсионных эл-нов ¹⁷⁰Tm: р — импульс   в  Гс•см,    N — число  эл-нов.

 

При изменении энергии или импульса эл-нов получается нек-рое распре­деление, содержащее максимумы (рис. 1). Отношение ширины максиму­ма на половине высоты к энергии ξ или импульсу р эл-нов (Dξ/ξ или Dр/р) наз. разрешающей способно­стью Б.-с. Светосила Б.-с. равна отношению числа эл-нов, попавших в детектор, к полному числу эл-нов данной энергии, испущенных источ­ником. Произведение светосилы Б.-с. на площадь источника наз. светимо­стью и выражается в см². Чем больше светимость, тем чувствительнее Б.-с. Различают Б.-с., измеряющие энер­гию эл-нов по их воздействию на в-во, и Б.-с., пространственно разделяю­щие эл-ны разл. энергий в электрич. и магн. полях. К приборам 1-го типа относятся ионизационные камеры, сцинтилляционные счётчики, полупро­водниковые детекторы. Действие их сводится к превращению в в-ве энер­гии эл-нов в электрич. импульсы. Достоинство Б.-с. этого типа — воз­можность одноврем. регистрации прак­тически всего спектра с помощью мно­гоканальных амплитудных анализаторов; существ. не­достаток — низкая разрешающая спо­собность Dξ/ξ, особенно для мед­ленных эл-нов. У ионизац. камер и сцинтилляц. счётчиков Dξ/ξ обыч­но ~ 10% , у ПП детекторов ~5—20% .

Б.-с. с пространств. разделением эл-нов имеют, как правило, гораздо большую разрешающую способность; область их применения значительно шире, несмотря на сложность изго­товления. Электрич. (Е) или магн. (Н) поле разделяет эл-ны с разными энергиями и фокусирует моноэнергетич. эл-ны, вылетевшие из источника в определ. телесном угле. Напря­жённость поля должна поддерживать­ся постоянной с точностью DHlH~10^-6. Пространств. разделение эл-нов происходит в вакуумной камере (давление 10^-4—10^{-9 мм рт. ст.). Земное магн. поле экранируется или компенсируется с точностью до 10-4}Э. Первым магн. Б.-с. был спектрометр, построенный в 1912 польск. физиком Я. Данышем. В нём эл-ны в одно­родном магн. поле движутся в пло­скости по окружности, радиус к-рой r пропорц. импульсу эл-нов р и об­ратно пропорц. магн. индукции В. В магн. Б.-с. удобно измерять им­пульс в единицах Вr (Гс•см). В Б.-с. с однородным поперечным магн. полем осуществляется фокусировка эл-нов при наибольших углах вылета из ис­точника в плоскости, перпендикуляр­ной В. Изображение источника полу­чается при повороте радиуса-вектора эл-на на 180° (Б.-с. с полукруговой фокусировкой); в плоскости, парал­лельной В, эл-ны движутся по спи­рали (рис. 2). Эл-ны, вылетающие из источника, фокусируются в плоскости, параллельной В и перпендикулярной направлению вылета эл-нов из источ­ника. Несмотря на малую светосилу, такие Б.-с. часто применяются из-за

Рис. 2. Схема траекторий эл-нов в магн. b-спектрометре с однородным магн. полем (с полукруговой фокусировкой). Эл-ны, выле­тевшие из источника в направлении, перпен­дикулярном В, в виде плоского расходящего­ся пучка с угл. шириной j, после поворота на 180° фокусируются на фотопластинке, ле­жащей в плоскости, параллельной В. Фоку­сировка по углу y (в плоскости, параллель­ной В) отсутствует.

 

простоты и возможности абс. изме­рения энергии. Детектором обычно служат фотопластинки (см. Ядерная фотографическая эмульсия).

В 1946 швед, учёные Н. Свартхольм и К. Сигбан создали магн. Б.-с. с двойной фокусировкой, в к-ром магн. поле перпендикулярно к траекториям эл-нов, но не однородно, а спадает с радиусом r, как 1/r. В нём осущест­вляется фокусировка 1-го порядка по

51

 

 

углу j и 2-го — по углу y (рис. 2). Угол между радиусами-векторами ис­точника и его изображением равен pÖ2 (наз. также Б.-с. типа pÖ2). В фокальной плоскости Dр/р~0,1% и сохраняется при уменьшении энер­гии эл-нов до неск. эВ. Магн. поле в Б.-с. типа pÖ2 создаётся либо ка­тушками с током, либо железными электромагнитами с профилирован­ными полюсами. В 1960 в Канаде был создан безжелезный Б.-с. с r=1 м, Dp/р~0,01% при светосиле 0,06% (Р. Л. Грэхем, Дж. Т. Юэн, Дж. С. Гей­гер). Разрешающая способность луч­ших Б.-с. типа pÖ2 с железом тоже достигает 0,03%, однако она сильно ухудшается при переходе к медлен­ным эл-нам. Для детектирования эл-нов применяются фотопластинки, Гей­гера счётчики, ПП детекторы и элек­тронные умножители.

В тороидальном Б.-с. Владимир­ского магн. поле создаётся торои­дальной катушкой с током. Источник и детектор расположены на оси ка­тушки. Эл-ны входят в поле и выхо­дят из него через зазоры между вит­ками, форма к-рых обеспечивает фо­кусировку эл-нов в большом интер­вале углов вылета. Светосила таких Б.-с. может превышать 20%.

Для анализа спектра медленных эл-нов применяются электростатич. Б.-с. с анализатором в виде сферич. кон­денсатора. Источник и детектор на­ходятся вне электрич. поля E, пер­пендикулярного траекториям ч-ц. Для нерелятив. эл-нов осуществляется двойная фокусировка. Электростатич. Б.-с. имеют хорошую разрешающую способность (до 0,05%) при светосиле 0,1%. Медленные эл-ны на выходе электростатич. Б.-с. обычно регистри­руются системой электронных умно­жителей.

• Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия, пер. с англ., М., 1969; Электронная спектроско­пия, пер. с англ., М., 1971.

БЕТАТРОН, циклич. ускоритель эл-нов, в к-ром ускорение производится вихревым электрич. полем, индуци­руемым перем. магн. полем, охваты­ваемым круговой орбитой ч-ц. См. Ускорители.

БЕТА-ЧАСТИЦЫ (b-частицы), элект­роны, и позитроны, испускаемые ат. ядрами при бета-распаде.

БИЕНИЯ, периодические изменения амплитуды колебания, возникающие при сложении двух гармонических колебаний с близкими частотами. Б. возникают вследствие того, что разность фаз между двумя колеба­ниями с различными частотами всё время изменяется так, что оба коле­бания оказываются в какой-то момент времени в фазе, через нек-рое время — в противофазе, затем снова в фазе и т. д. Если А₁ и А₂— амплитуды двух накладывающихся колебаний, то при одинаковых фазах колебаний амплитуда результирующего колебания до­стигает наибольшего значения А₁+А₂, а когда фазы колебаний противополож­ны, амплитуда результирующего коле­бания падает до наименьшего зна­чения а₁-А₂. В простейшем случае, когда амплитуды обоих колебаний равны, их сумма достигает значения 2А при одинаковых фазах колебаний и падает до нуля, когда они проти­воположны по фазе (рис.).

Биения, воз­никающие при наложении двух близких по частоте ко­лебаний; Т — период биений.

 

Результат наложения колебания можно записать в виде:

где w₁ и w₂— соотв. угл. частоты двух накладывающихся гармонич. коле­баний.

Если w₁ и w₂ мало различаются, то в выражении (1)  величину

можно рассматривать как медленно меняющуюся амплитуду (огибающую) колебания

Угл. частота W=w₁-w₂ наз. угл. частотой Б. Т. о., Б. представляют собой один из вариантов амшштудно-модулированных колебаний (см. Мо­дуляция колебаний). По мере сбли­жения частот w₁ и w₂ частота Б. уменьшается, исчезая при w1®w₂ («ну­левые» Б.).

Определение частоты тона Б. между измеряемым и эталонным колеба­нием — один из наиб. точных мето­дов сравнения измеряемой величины с эталонной, широко применяемый на практике; метод Б. применяют для измерения частот ёмкости, ин­дуктивности, для настройки музы­кальных инструментов, при анализе слухового восприятия и т. д.

• Горелик Г. С. Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; П е й н Г., Физика коле­баний и волн, пер. с англ., М., 1979.

БИНАУРАЛЬНЫИ ЭФФЕКТ (от лат. bini — пара, два и auris — ухо), психофизиол. явление, заключающееся в слитном восприятии звуков, при­нятых правым и левым ухом. В естеств. условиях сигналы различаются по времени прихода звука (разность времён прихода Dt), интенсивности (разность интенсивностей DI) и его спектр. «окраске». К уху, обращённому к источнику, звук приходит раньше и с большей интенсивностью. Различие в спектр. «окраске» вызвано за­висимостью дифракции звука на го­лове и ушных раковинах от угла при­хода звука. Б. э. лежит в основе способности человека и животных определять направление на источник звука, а также в основе стереофонич. эффекта. При частотах ниже 1,5 кГц эта способность зависит в осн. от Dt, а при частотах выше 3 кГц — от DI. Ошибки в определении направ­ления в горизонт. плоскости состав­ляют ок. 3°. При наличии нескольких разнесённых в пр-ве источников Б. э. обеспечивает их независимое воспри­ятие, повышая тем самым устойчи­вость слухового восприятия по отно­шению к помехам. н. А. Дубровский.

БИНОКЛЬ (франц. binocle, от лат. bini — пара, два и oculus—глаз), оптич. прибор для, визуального наблю­дения удалённых предметов двумя глазами, а также для измерения уг­лов и расстояний. Состоит из двух зрительных труб, соединённых так, что их оптич. оси параллельны. Оптич. схема Б. включает собирающий объектив, представляющий собой обычно систему из двух склеенных линз, и окуляр. Осн. хар-ки Б.— уве­личение, угол поля зрения, разреша­ющая способность — определяются аналогично тому, как это делается для зрит. труб.

Действительное, уменьшенное и пе­ревёрнутое изображение удалённого предмета, расположенное в фокаль­ной плоскости объектива или вблизи неё, рассматривается в окуляр Б., как в лупу. В Б. со зрит. трубами ти­па трубы Кеплера окуляр тоже явл. собирающей системой, и даваемое им изображение оказывается перевёрну­тым. Прямое изображение получают, помещая между объективом и окуля­ром оборачивающую систему, напр.

Рис. 1. Призменный бинокль с оборачи­вающей системой Малофеева — Порро.

 

систему Малофеева — Порро, сос­тоящую из двух прямоуг. призм с двумя отражающими гранями, рас­положенными под углом 90° друг к другу (рис. 1). Такая система позво­ляет также значительно сократить общую длину прибора. Б. этого типа часто наз. п р и з м е н н ы м и. Т. к. плоскость создаваемого объективом действительного промежуточного изо­бражения в зрит. трубе Кеплера рас­полагается между объективом и оку­ляром, то в этой плоскости в одной из зрит. труб помещают угломерную сет­ку, с помощью к-рой можно измерить углы и расстояния. Б. этого типа обыч­но имеют увеличение 6, 8 и 15 крат при угле зрения соответственно 10°, 8°30' и 4°.

В Б. со зрит. трубами типа Гали­лея (рис. 2) окуляром явл. рассеи­вающая линза, к-рая располагается

52

 

 

перед плоскостью действит. изобра­жения; длина зрит. трубы этого типа всегда меньше фокусного расстояния объектива; изображение при этом по­лучается мнимым и прямым. Зрит. трубы Галилея обладают простой конструкцией и малыми потерями яркости, но из-за ограниченного угла зрения, что особенно ощущается

Рис. 2. Бинокль со зрительными труба­ми типа Галилея.

при больших увеличениях, исполь­зуются в Б. с увеличением от 2 до 4 крат, напр. в театральных Б.

Наблюдение в Б. уменьшает утом­ляемость глаз и облегчает восприятие предметов, расположенных на разных расстояниях от наблюдателя, за счёт увеличения радиуса стереоскопич. зрения. Способность Б. увеличивать радиус стереоскопич. зрения, к-рый для невооружённых глаз составляет 1350 м, наз. пластичностью. При наблюдении в Б. радиус стерео­скопич. зрения увеличивается во столь­ко раз, во сколько расстояние между осями объективов больше расстояния между осями глаз. Пластичность Б. с разведёнными объективами достигает величины, близкой к 2, т. е. радиус стереоскопич. зрения увеличивается до 2,7 км.

•Малъцев М. Д., Каракулина Г. А., Прикладная оптика и оптические измерения, М., 1968.

Л. Н. Капорский.

БИНОКУЛЯРНОЕ ЗРЕНИЕ (от лат. bini — пара, два и oculus — глаз), зрение двумя глазами. При Б. з. зрит. оси глаз располагаются таким образом, что изображения рассма­триваемого предмета попадают на оди­наковые участки сетчатки обоих глаз, в результате воспринимается единое стереоскопическое изображение.

БИО ЗАКОН, определяет угол j вращения плоскости поляризации ли­нейно поляризованного света, про­ходящего через слой некрист. в-ва (жидкости или р-ра в неактивном раст­ворителе), обладающего естест­венной оптич. активностью: j= [a]lс, где l — толщина слоя в-ва, с — его концентрация, [a] — посто­янная вращения (в отличие от по­стоянной вращения а для кристаллов, этот коэфф. для р-ров обозначается в квадратных скобках). Установлен франц. физиком Ж. Б. Био (J. В. Вiot) в 1815. Б. з. выражает пропорцио­нальность j числу оптически актив­ных молекул на пути светового луча. См. Оптическая активность.

БИОЛОГИЧЕСКИЕ КРИСТАЛЛЫ, кристаллы, построенные из биол. ма­кромолекул — белков, нуклеиновых к-т или вирусных ч-ц. Вследствие больших размеров биол. макромоле­кул, содержащих 10³—10⁴ атомов, Б. к. имеют очень большие (по срав­нению с обычными кристаллами) периоды кристаллической решётки (50 — 200 Å), а у вирусов они достигают 1000 Å и более. Важнейшей особен­ностью Б. к. является то, что они состоят не только из образующих их макромолекул, но содержат внутри себя между молекулами маточ­ный раствор (35—80%), из

Рис. 1. Упаковка молекул в кристалле белка.

 

к-рого они кристаллизовались, обычно воду с теми или иными ионами (рис. 1). Б. к. существуют только в равнове­сии с таким р-ром; при высушивании Б. к. происходит денатурация (разрушение структуры) молекул и кристалла в целом. Регулярность ук­ладки молекул в Б. к. определяется электростатич. вз-ствием заряж. ат. группировок на поверхности моле­кул. Прилегающие к поверхности молекулы растворителя упорядочены, в межмол. пр-ве — расположены бес­порядочно.

Б. к. образуются иногда в живых организмах — in vivo, однако гл. ме­тодом их получения явл. кристаллизация выделенных из живых организ­мов и тщательно очищенных белков и др. биол. макромолекул (рис. 2 и 3).

Рис. 2. Кристаллы леггемоглобина.

 

Методы кристаллизации Б. к. ос­нованы на изменении темп-ры, пересыщения, причём изменение раствори­мости вызывают добавлением в р-р специфич. солей или органич. раст­ворителей, путём изменения рН р-ра и т. п.

Громадные размеры биол. макромо­лекул позволяют непосредственно на­блюдать упаковку их в крист. ре­шётку методами электронной микро­скопии (рис. 3). Осн. метод изучения структуры Б. к.— рентгеновский структурный анализ, позволяющий определить сложнейшую пространств. конфигурацию образующих их молекул.

Рис. 3. Электронно-микроскопич. фотогра­фии упаковки молекул в кристаллах белков (сверху вниз): каталазы (Х5•10⁵): вируса некроза табака; отд. кристаллов белка из микроорганизмов Bacillus thwingiensis.

Рентгенограммы Б. к. содержат громадное число рефлексов (³100000); процесс их расшифровки исключительно сложен. В результате изучения Б. к. установлено строение более 100 белков. Молекула глобуляр­ного белка представляет собой слож­ным образом уложенную полипептидиую цепочку, состоящую из аминокис­лотных остатков (пунктир, рис. 4), ха­рактеризуемых двадцатью сортами бо­ковых радикалов R. Число таких остатков в цепи составляет в разных

53

 

 

белках приблизительно от 100 до 500. Компактно уложенная в г л о б у л у цепь может иметь на отд. участках т. н. a-спиральную струк­туру или b-структуру, в к-рой участки цепи располагаются параллельно (рис. 5).

Расшифровка строения бел­ковых кристаллов дала мол. био­логии сведения о механизме биол. активности ферментов и др. белков. Получены и исследованы также кристаллы транспортной рибонуклеиновой к-ты (t-РНК).

 

Рис. 5. Структура белковых молекул: слева — миоглобина, состоящего в осн. из a-спиральных участков (аминокислотные остатки показаны точками); справа — цитохрома С, в к-ром чередуются участки с a- и b-структурами (аминокислотные остатки показаны звеньями цепи).

 

Кроме истинных трёхмерно-периодич. Б. к., существуют Б. к. с иным хар-ром упорядоченности. Так, де-

зоксирибонуклеиновая к-та (ДНК) об­разует текстурированные гели — жид­кие кристаллы, рентгенографич. ана­лиз к-рых позволил построить про­странств. модель ДНК и установить природу передачи генетич. информа­ции. Жидкие кристаллы образуют также фибриллярные белки мышц — миозин и актин. Нек-рые глобуляр­ные белки (каталаза и др.) кристалли­зуются, образуя трубы с мономол. стенками, в к-рых молекулы уложены согласно спиральной симметрии. Изу­чение кристаллов сферич. вирусов ме­тодами электронной микроскопии и рентгеноанализа позволило устано­вить хар-р взаимной упаковки и структуру образующих оболочку ви­руса белковых молекул (рис. 6),

Рис. 6. Электронно-микроскопич. фотогра­фия упаковки молекул в оболочке сферич. вируса герпеса (Х640000).

 

к-рые уложены в вирусной ч-це сог­ласно икосаэдрич. симметрии с осями 5-го порядка (см. Симметрия кри­сталлов).

• Современная кристаллография, т. 2, М., 1979.

Б. К. Вайнштейн.

БИОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люмине­сценция организмов, связанная с про­цессами их жизнедеятельности. На­блюдается у бактерий, грибов, про­стейших, насекомых и т. д. Частный случай хемилюминесценции. Возника­ет при окислении кислородом воздуха специфич. в-в — л ю ц е ф и р и н о в в присутствии ферментов — л ю ц е ф е р а з.

БИО — САВАРА ЗАКОН, определяет напряжённость магн. поля, создавае­мого электрич. током. Открыт франц. физиками Ж. Б. Био (J. В. Biot) и Ф. Саваром (F. Savart) в 1820 и сформулирован в общем виде франц. учёным П. Лапласом. Согласно Б.— С. з., малый отрезок проводника Dl (рис.), по к-рому течёт ток I (отрезку Dl приписывают направление тока I), создаёт в точке М, находящейся на расстоянии v от Dl (Dl<<r), магн. поле напряжённостью DH=kIDlsinq/r²     .

Здесь q — угол между Dl и радиусом-вектором r, проведённым от отрезка к точке М, a k — коэффициент про­порциональности, зависящий от вы­бора системы единиц. В Гаусса си­стеме единиц k=1lc, в системе СИ k=1/4p.

Направление DН определяется бу­равчика правилом. Полная напряжён­ность магн. поля Н, создаваемого в точке М провод­ником с током, равна векторной сумме напряжённостей магн. поля DH от всех участков Dl про­водника. В частности, на расстоянии d от протяжённого (длиной >> d) пря­мого провода с током полная напря­жённость магн. поля H=k•2I/d; в центре кругового контура радиуса R с током H=k•2pI/R, а на его оси в точке, отстоящей от плоскости конту­ра на расстоянии d>>R, H=k•2pR²I/d³; на оси соленоида, содержащего n витков на ед. длины, H=k•pnI.

Б.— С. з. можно рассматривать так­же как закон, определяющий магн. индукцию DВ (в системе Гаусса DB=mDH, в СИ DB=mm₀DH, где m. — магн. проницаемость среды, (m₀=4p•10^-7 Гн/м — магн. проницае­мость вакуума).

Г. Я. Мякишев.

БИТ (бит, bit) (от англ. binary — двоичный и digit — знак, цифра), еди­ница кол-ва информации в двоичной системе. Обычно последовательность из восьми Б. наз. байтом.

БЛЕСК, характеристика св-ва поверх­ности, отражающей свет. Б. обусловлен зеркальным отражением света от по­верхности, б. ч. происходящим одно­временно с рассеянным (диффузным) отражением. Глаз человека восприни­мает зеркальное отражение на фоне диффузного, и количеств. оценка Б. определяется соотношением между интенсивностями зеркально и диффузно отражённого света. Нередко Б. харак­теризуется качественными признаками, напр. металлич., алмазный, стеклян­ный Б.

БЛИЗКОДЕЙСТВИЕ, см. Взаимодей­ствие в физике.

БЛОХА ЗАКОН (закон ³/₂), теорети­чески установленная амер. физиком Ф. Блохом (F. Bloch) в 1930 зависи­мость самопроизвольной намагничен­ности J_s ферромагнетиков от темп-ры Т (для области темп-р значительно ниже Кюри точки q):

где J_s0— макс. значение J_s при Т= =0 К, a — постоянная, характерная для данного в-ва. Приведённая ф-ла представляет собой первые члены раз­ложения J_s(T) по степеням Т. Сле­дующие члены этого ряда малы (при T<q), и Б. з., как показывает опыт, хорошо выполняется вплоть до T»q/2. Уменьшение J_s с ростом Т обусловле­но нарушением упорядоченной ориен­тации атомных (спиновых) магнитных

54

 

 

моментов в ферромагнетике под дей­ствием теплового движения ч-ц в-ва. При низких темп-pax нарушение магн. порядка имеет хар-р элем. возбужде­ний — магнонов (см. Спиновые волны). Их число растёт с повышением темп-ры пропорц. T^3/2, что отражено в ф-ле Блоха.

• См. лит. при ст. Ферромагнетизм.

БЛОХА — ГРЮНАЙЗЕНА ФОРМУ­ЛА, формула, описывающая темпера­турную зависимость части уд. элек­тросопротивления r металлов, обус­ловленной рассеянием эл-нов прово­димости на тепловых колебаниях ато­мов крист. решётки:

Здесь т*  и е — эфф. масса и заряд эл-на проводимости, n — концентра­ция эл-нов, Т — темп-pa, q_Д — Де­бая температура, М — масса атома металла, С — константа ~1—10 эВ, о — постоянная решётки, К₉= 2p(3n/8p)^1/3. В.— Г. ф. получена не­зависимо друг от друга в 1930 нем. физиком Э. Грюнайзеном (Е. Gruineisen) и амер. физиком Ф. Блохом (F. Bloch). Она приводит для T<<q_Д к зависимо­сти r~Т⁵, а при T<<q_Д к r~T.

Б.— Г. ф., полученная без учёта анизотропии металла и др. механиз­мов рассеяния эл-нов (напр., рассея­ния эл-нов на примесях, др. эл-нах), служит для относительно грубых оце­нок р.

• См.  лит. при  ст.   Металлы.

БОЗЕ-ГАЗ [по имени инд. физика Ш. Бозе (Sh. Bose)], квантовый газ из микрочастиц с нулевым или целочисл. спином, подчиняющийся Бозе — Эйнштейна статистике. Б.-г. из не­взаимодействующих ч-ц наз. и д е а л ь н ы м Б.-г. К Б.-г. относятся газ фотонов, а также газы нек-рых квазичастиц (напр., фононов).

БОЗЕ-ЖИДКОСТЬ, квантовая жид­кость, в к-рой элем. возбуждения (квазичастицы) обладают нулевым или целочисл. спином и подчиняются Бозе—Эйнштейна статистике. К Б.-ж. относится, напр., жидкий ⁴Не, к-рый при низкой темп-ре может перейти в состояние сверхтекучести, обладающее специфич. квант. св-вами (см. Гелий жидкий). Другой при­мер — совокупность куперовских пар эл-нов, образование к-рых приводит к сверхпроводимости.

БОЗЕ-ЧАСТИЦА, то же, что бозон.

БОЗЕ—ЭЙНШТЕЙНА КОНДЕНСА­ЦИЯ, квантовое явление в системе бозонов, состоящее в том, что при темп-ре ниже т. н. вырождения темпе­ратуры часть ч-ц системы скаплива­ется в состоянии с нулевым импульсом (если система как целое покоится); названо по аналогии с процессом кон­денсации молекул пара в жидкость при его охлаждении. Однако никакой конденсации в обычном смысле здесь не происходит: распределение ч-ц в

пр-ве остаётся прежним, и речь идёт лишь о конденсации в пр-ве импульсов.

Для подавляющего большинства га­зов темп-pa вырождения очень мала, и в-во переходит в тв. состояние го­раздо раньше, чем может наступить Б.— Э. к. Исключение составляет гелий, к-рый в норм. условиях при 7=4,2 К переходит в жидкое состоя­ние и остаётся жидкостью вплоть до самых близких к абс. нулю темп-р. При T=2,17 К и давлении насыщ. пара жидкий ⁴Не переходит в сверх­текучее состояние, появление к-рого можно связать с Б.—Э. к. См. Кван­товая жидкость, Сверхтекучесть.

В. П. Павлов.

БОЗЕ—ЭЙНШТЕЙНА РАСПРЕДЕ­ЛЕНИЕ, формула, описывающая рас­пределение по уровням энергии тож­деств. ч-ц с нулевым или целочисл. спином при условии, что вз-ствие ч-ц в системе слабое и им можно пре­небречь.

В случае статистического равновесия ср. число n_i таких ч-ц в состоянии с энергией ξ_i (выше вырождения тем­пературы) определяется Б.— Э. р.: n_i=1l(e^(ξi-m)/kT-1), где i — набор квант. чисел, характеризующих сос­тояние ч-цы, m — химический потен­циал.

Д. Н. Зубарев.

БОЗЕ—ЭЙНШТЕЙНА СТАТИСТИКА, квантовая статистика, применяемая к системам ч-ц с нулевым или цело­числ. спином (0, 1, 2... в ед. ћ.). Пред­ложена в 1924 инд. физиком Ш. Бозе для квантов света и развита в 1924 А. Эйнштейном в применении к мо­лекулам идеальных газов. В квант. механике состояние системы ч-ц опи­сывается волновой функцией, зави­сящей от координат и спинов ч-ц. В случае Б.— Э. с. волн. ф-ция сим­метрична относительно перестановок любой пары тождественных ч-ц (их координат и спинов). Числа заполне­ния квантовых состояний при таких волн. ф-циях ничем не ограничены, т. е. в одном и том же состоянии мо­жет находиться любое число одина­ковых ч-ц. Для идеального газа тож­дественных ч-ц ср. значения чисел заполнения определяются Бозе—Эйн­штейна распределением. Для сильно разреж. газов Б.— Э. с. (как и Фер­ми — Дирака статистика) переходит в Больцмана статистику. См. Ста­тистическая физика.

Д. Н. Зубарев.

БОЗОН (бозе-частица), частица или квазичастица с нулевым или целочисл. спином. Б. подчиняются Базе — Эйн­штейна статистике (отсюда — назв. ч-цы). К Б. относятся фотоны (спин 1), гравитоны (спин 2), мезоны и бозонные резонансы, составные ч-цы из чётного числа фермионов (ч-ц с по­луцелым спином), напр. ат. ядра с чётным суммарным числом протонов и нейтронов (дейтрон, ядро ⁴Не и т. д.), молекулы газов, а также фо­ноны в тв. теле и в жидком ⁴Не, экситоны в ПП и диэлектриках. Б. явл. также промежуточные векторные бозоны и глюоны.

В. П. Павлов.

БОЙЛЯ ТОЧКА, точка минимума на изотерме реального газа в координатах p—pV (рис.; р — давление газа, V — занимаемый газом объём); наз­вана в честь англ. учёного Р. Бойля (R. Boyle). Вблизи Б. т. небольшие участки изотерм реального газа мож­но приближённо рассматривать как отрезки горизонт. прямых, представ­ляющих, согласно Клапейрона урав­нению pV=(M/m)RT, изотермы иде­ального газа (R — газовая постоян­ная, М — масса газа, m — мол. мас­са). Иными словами, Б. т. определяет темп-ру, при к-рой для данного ре­ального газа применимо ур-ние иде­ального газа. Участок изотермы аb (слева от Б. т.) соответствует усло­виям, когда реальный газ более сжимаем, чем идеальный; участок be (справа от Б. т.) соответствует усло­виям меньшей сжимаемости реального газа по сравнению с идеальным. Слева от Б. т. сказывается преобладающее влияние сил притяжения между моле­кулами, облегчающих сжатие газа, справа от Б. т.— влияние собств. объёма молекул, препятствующего сжатию. Вблизи Б. т. эти факторы, от­личающие реальный газ от идеаль­ного, взаимно компенсируются.

Изотермы реального газа в координатах р— pV. На изотермах с темп-рой T>T_B точки Бойля отсутствуют.

 

Линия, соединяющая Б. т. отд, изо­терм, наз. кривой Бойля. Точка этой кривой, лежащая на оси ординат, определяет т. н. темп-ру Бойля Т_B. Для газа, подчиняющегося Ван-дер-Ваальса уравнению, Т_B=3,375 Т_к, где Т_к— критическая температура, При Т<Т_k возможно полное сжи­жение газа под давлением, при Т<Т_к возможно частичное сжижение газов при дросселировании (см. Джоуля — Томсона эффект).

Ю. Н. Дрожжин.

БОЙЛЯ — МАРИОТТА ЗАКОН, один из осн. газовых законов, согласно к-рому при пост. темп-ре Т объём V данной массы газа обратно пропорц. его давлению р, pV=const (рис.). Установлен англ. учёным Р. Бойлем (R. Boyle) в 1662, в 1676 сформули­рован также франц. физиком Э. Ма-

55

 

 

риоттом (Е. Mariotte). Строго выпол­няется только для идеального газа. Для реальных газов, объёмом молекул и межмолекулярным взаимодействием к-рых пренебречь нельзя, Б.—М. з. выполняется приближённо — тем луч­ше, чем дальше от критического сос­тояния находится газ. Б.— М. з. описывает изотермический процесс в газе и следует из кинетич. теории газов.

Зависимость объёма V от давления р пост. массы газа при темп-pax T₁<T₂<T₃. Изо­термы t₁, Т₂, Т₃ имеют вид равносторон­них гипербол, площади a₁ и А₂ равны.

 

БОЛОМЕТР ( от греч. bole — бросок; луч и metreo — измеряю), тепловой неселективный приёмник оптического излучения, основанный на изменении электрич. сопротивления термочувствит. элемента при нагревании его вследствие поглощения измеряемого потока излучения. Б. служит для измерения мощности интегрального (суммарного) излучения, а вместе со спектрометром — для измерения спектр. состава излучения.

Относит. изменение сопротивления DR/R при изменении его темп-ры на величину DГ описывается прибли­жённым равенством DR/R=bDT, где b — температурный коэфф. сопротив­ления; для металлов b~0,5% на 1К, для ПП b~4,2% на 1К. Б. включают по мостовой схеме, в два плеча к-рой включены два одинаковых термочувствит. элемента. Излучение направ­ляется на один элемент, а другой служит для компенсации изменений темп-ры окружающей среды и радиац. помех.

Термочувствит. элемент Б. обычно представляет собой тонкий (0,1 — 1 мк) слой металла (Ni, Au, Bi и др.), поверхность к-рого покрывается сло­ем черни, имеющей большой коэфф. поглощения в широкой области длин волн, или ПП с большим темпера­турным коэфф. сопротивления. Полупроводниковые Б. изго­товляют из Ge и Sb, а также из окис­лов Mn, Ni, Co. Сверхпроводящие Б., работающие при глу­боком охлаждении (3—15К), основаны на резком изменении электрич. со­противления металла при переходе его от норм. состояния к сверхпроводящему. В переходном диапазоне, составляющем доли К, температурный коэфф. становится очень большим (~5000% на К), что приводит к увеличению чувствительности Б. В кач-ве материалов для сверхпроводящих Б. применяют Sn, Та, Nb и др. У иммерсионных Б. термо­элемент находится в оптическом кон­такте с линзой, выполненной из ма­териала с большим показателем пре­ломления. Это позволяет эффективно фокусировать излучение на приёмной площадке до 0,01 мм² и за счёт умень­шения площади термочувствит. эле­мента понижать порог чувствитель­ности Б. Совр. Б. в спектр. диапазоне до 50 мкм и при площади чувствит. элемента 1 —10 мм² имеют порог чув­ствительности 10^-11—10^-10 Вт/Гц^1/2 при постоянной времени 10^-3—10^-1 с, а сверхпроводящие Б.— соотв. 10^-12 Вт/Гц^1/2 и 10^-4 с. (О парамет­рах Б. см. также Приёмники оптиче­ского излучения.) Б. применяются в измерит. технике как приёмники ин­фракрасного излучения.

• Справочник по лазерам, пер. с англ., под ред. А. М. Прохорова, т. 2, М., 1978; К р и к с у н о в Л. З., Справочник по основам ин­фракрасной техники, М., 1978.

Л. Н. Капорский.

БОЛЬЦМАНА ПОСТОЯННАЯ, одна из фундаментальных физических кон­стант; равна отношению газовой по­стоянной R к Авогадро постоянной N_A, обозначается k; названа в честь австр. физика Л. Больцмана (L. Boltzmann). Б. п. входит в ряд важнейших соотношений физики: в ур-ние сос­тояния идеального газа, в выражение для ср. энергии теплового движения ч-ц, связывает энтропию физ. систе­мы с её термодинамической вероят­ностью. Б. п. k= 1,380662(44)•10^-23 Дж/К (на 1980). Это значение полу­чено на основе данных о R и N_A. Непосредственно значение Б. п. мож­но определить, напр., из опытной проверки законов теплового излуче­ния.

БОЛЬЦМАНА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ, статистически равновесная ф-ция рас­пределения по импульсам р и коор­динатам r ч-ц идеального газа, моле­кулы к-рого движутся по законам классич. механики, во внеш. потенц. поле:

f(p, r) = Aехр{-[р²/2m+U(r)]/kT}. (1)

Здесь p²/2m — кинетич. энергия мо­лекулы массой m, U(r) — её потенц. энергия во внеш. поле, Т — абс. темп-pa газа. Постоянная А определя­ется из условия, что суммарное число ч-ц, находящихся в различных воз­можных состояниях, равно полному числу ч-ц в системе (условие норми­ровки).

Б. р. представляет собой частный случай канонического распределения Гиббса для идеального газа во внеш. потенц. поле, т. к. при отсутствии вз-ствия между ч-цами распределение Гиббса распадается на произведение

Б. р. для отд. ч-ц. Б. р. при U=0 даёт Максвелла распределение. Ф-цию распределения (1) иногда наз. рас­пределением Максвелла — Больцма­на, а распределением Больцмана наз. ф-цию распределения (1), проинтегри­рованную по всем импульсам ч-ц и представляющую собой плотность чис­ла ч-ц в точке r:

n(r)=n₀ехр[-U/(r)/kT],       (2)

где n₀— плотность числа ч-ц системы в отсутствии внеш. поля. Отношение плотностей числа ч-ц в разл. точках зависит от разности значений потенц. энергии в этих точках

n₁/n₂=exp(-DU/kT), (3)

где DU= U(r₁)-U(r₂). В частности, из (3) следует барометрич. ф-ла, опре­деляющая распределение по высоте газа в поле тяготения над земной по­верхностью. В этом случае DU=mgh, где g — ускорение свободного паде­ния, т — масса ч-цы, h — высота над земной поверхностью. Для смеси газов с разл. массой ч-ц Б. р. показы­вает, что распределение парц. плотно­стей ч-ц для каждого из компонентов независимо от др, компонентов. Для газа во вращающемся сосуде U (r) определяет потенциал поля центро­бежных сил U (r)=-mw²r²/2, где w — угл. скорость вращения. На этом эф­фекте основано разделение изотопов и высокодисперсных систем при по­мощи ультрацентрифуги.

Для квант. идеальных газов состоя­ние отд. ч-ц определяется не импульса­ми и координатами, а квант. уровнями энергии ξ_i ч-цы в поле U(r). В этом случае ср. число ч-ц в i-том квант. состоянии, или ср. число заполнения, равно:

n_i=ехр[(m-ξ_i)/kT], (4)

где m — химический потенциал, опре­деляемый из условия, что суммарное число ч-ц на всех квант. уровнях ξ_i равно полному числу ч-ц N в сис­теме: S_in_i-=N. Ф-ла (4) справедлива при таких темп-pax и плотностях, когда ср. расстояние между ч-цами значительно больше длины волны де Бройля, соответствующей ср. тепло­вой скорости, т. е. когда можно пре­небречь не только силовым вз-ствием ч-ц, но и их взаимным квантовомеханич. влиянием (нет квант. вырожде­ния газа. См. Вырожденный газ). Таким образом, Б. р. есть предель­ный случай как Ферми — Дирака распределения, так и Бозе — Эйнштей­на распределения для газов малой плотности.

• См. лит. при ст. Больцмана статистика.

Д. Н. Зубарев.

БОЛЬЦМАНА СТАТИСТИКА, статистич. метод описания физ. св-в систем, содержащих большое число невзаимодействующих ч-ц, движу­щихся по законам классич. механики (т. е. св-в классич. идеального газа). Создана австр. физиком Л. Больцма­ном в 1868—71.

56

 

 

В Б. с. рассматривается распреде­ление ч-ц идеального газа по импуль­сам и координатам, но не в фазовом пространстве всех ч-ц, как в статистич. механике Гиббса (см. Гиббса распределения), а в фазовом пр-ве координат и импульсов одной ч-цы (для газа одинаковых невзаимодей­ствующих ч-ц ф-цию распределения можно представить в виде произведе­ния «одночастичных» ф-ций распреде­ления). Согласно Б. с., фазовое пр-во разбивается на множество малых ячеек объёмом G_i, причём каждая ячейка должна содержать достаточно большое число ч-ц N_i (с энергией ξ_i). Фик­сированное распределение ч-ц по этим ячейкам определяет микроскопич. сос­тояние газа. Макроскопич. состояние газа полностью характеризуется на­бором чисел N_i. Значение G_i соответ­ствует максимально возможному чис­лу микроскопич. состояний в ячейке i. Для подсчёта числа возможных спосо­бов осуществления данного макроскопич. состояния объём ячейки фазового пр-ва должен быть фиксирован (в этом случае совокупность микроскопич. сос­тояний — счётное множество). До соз­дания квант. механики ед. фазового объёма выбиралась произвольно. С от­крытием квантовомеханич. неопреде­лённостей соотношения выяснилось, что ед. объёма фазового пр-ва, имею­щего шесть измерений (три координа­ты и три проекции импульса ч-цы), нельзя выбрать меньше h³. Т.о., современная Б. с. использует прин­ципы квант. механики, и получаемое на основе Б.с. распределение ч-ц пред­ставляет собой частный случай квант. статистик (когда из-за малой плотно­сти газа можно пренебречь квант. эф­фектами).

В Б.с. предполагается, что ч-цы распределяются по разл. состояниям независимо друг от друга и что они различимы между собой. Число раз­личных возможных микроскопич. сос­тояний, соответствующих заданному макроскопич. состоянию газа, наз. статистическим весом состояния. Статистич. вес определяется числом разл. способов, к-рыми можно распределить N=S_iN_i ч-ц по ячейкам размером G_i по n_i ч-ц в каждой ячейке, и равен:

W_B=N!П_iG_i^Ni/N_i!. (1)

Здесь перестановки ч-ц в пределах каждой ячейки рассматриваются как разл. состояния. При подсчёте статистич. веса W надо, однако, учиты­вать, что перестановки тождествен­ных ч-ц не меняют состояния, и по­этому W_b следует уменьшить в N! раз, так что

W=П_i(G_i^Ni/N_i!). (2)

Это правило подсчёта состояний, ос­нованное на квантовомеханич. прин­ципе неразличимости тождественных ч-ц, лежит в основе совр. Б. с. Только при таком определении статистич. ве­са возможно определить энтропию S

(в ед. k) как величину, пропорц. ло­гарифму статистич. веса:

S~lnW. (3)

Ф-ла (3) была получена амер. физи­ком Дж. Гиббсом ещё до создания квант. механики. Он показал, что присутствие множителя N\ в (1) при­водит к появлению в выражении для энтропии (3) слагаемого NInN, не имеющего физ. смысла, т. к. энтро­пия должна быть пропорц. N (аддитив­на). Все микроскопич. состояния, со­ответствующие данному макроскопич. состоянию, равновероятны, поэтому вероятность макроскопич. состояния пропорц. статистич. весу W. В ста­тистич. равновесии энтропия макси­мальна при заданных энергии и числе ч-ц, что соответствует наиб. вероят­ному распределению (Больцмана рас­пределению) . Для получения распре­деления Больцмана в явном виде нужно найти абс. экстремум ф-ции S_iN_iln(G_i/N_i)-bS_iξ_iN_i-lS_iN_i (b и l — множители, определяемые из ус­ловий постоянства числа ч-ц газа N=S_iN_i и его полной энергии ξ=S_iξ_iN_i) и воспользоваться ф-лой Стирлинга InN_i~N_i/(lnN_i-1) при N_i>>1. Для ср. чисел заполнения i-того состояния с энергией ξ_i распределе­ние Больцмана имеет вид:

n_i=N_i/G_i=ехр[(m-ξ_i)/kT], (4) где m — хим. потенциал, определяе­мый из условия S_iN_i=N.

Б. с. применима к разреженным мол. газам и к плазме в газовом раз­ряде. Для плотных газов, когда су­щественно вз-ствие между ч-цами, сле­дует пользоваться распределением Гиббса.

• Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Статистическая физика, 2 изд., М., 1964 (Те­оретическая физика, т.5); X у а н г К., Ста­тистическая механика, пер. с англ., М., 1966; Р е й ф Ф., Статистическая физика, пер. с англ., М., 1972 (Берклеевский курс физики, т. 5).

Д. Н. Зубарев.

БОРА МАГНЕТОН, см. Магнетон.

БОРА ПОСТУЛА­ТЫ, два осн. допу­щения, к-рые ввёл в 1913 дат. физик Н. Бор (N. Bohr) для объяснения (в рамках модели ато­ма Резерфорда) ус­тойчивости атома и спектр. закономер­ностей: существова­ние стационарных состояний атома, соответствующих дискр. ряду дозво­ленных значений ξ_i(i=1, 2,3,...) его энергии, изме­нение к-рой связано с квант. (скачкооб­разным) переходом из одного стацио­нарного состояния в другое (1-й посту­лат); условие частот

v эл.-магн. излучения при излучат. квант. переходе атома из состояния с энергией ξ_i в состояние с энергией ξ_k:ξ_i-ξ_k=hv (2-й постулат). Б. п. легли в основу теории атома Бора, они получили теор. обоснование в квантовой механике.

• См. лит. при ст. Атом.

БОРА РАДИУС, в теории атома водо­рода Н. Бора — радиус ближайшей к ядру (протону) электронной орбиты. Б. p. a₀=h²/me²=5,2917706 (44) •10^-11м (на 1980), где m и е — масса и заряд эл-на. В квантовой механике Б. р. определяется как расстояние от ядра, на к-ром с наибольшей вероятностью можно обнаружить эл-н в невозбуж­дённом атоме водорода (см. Атом).

БОРА — ВАН ЛЁВЕН ТЕОРЕМА, те­орема классич. статистической физи­ки, согласно к-рой намагниченность системы эл-нов в постоянном внеш. магн. поле в условиях статистич. равновесия равна нулю; доказана в 1911 дат. физиком Н. Бором (N. Bohr) и обобщена в 1919 голл. физиком Йоханной ван Лёвен (J. van Leeuwen). Б.— В. Л. т. показывает, что в рам­ках классич. статистич. механики заряж. ч-ц нельзя объяснить ферро­магнетизм, парамагнетизм и диамаг­нетизм. Как было показано позже, магнетизм в-в обусловлен квант. св-вами составляющих в-во ч-ц.

• Маттис Д., Теория магнетизма, пер. с англ., М., 1967.

БОРНОВСКОЕ ПРИБЛИЖЕНИЕ в те­ории рассеяния (столкновения) ча­стиц, состоит в вычислении амплитуды рассеяния микрочастиц (или сечения) в первом порядке теории возмущений; предложено в 1926 нем. физиком М. Бо­рном (М. Born). См. Рассеяние микро­частиц.

БРАВЕ РЕШЁТКИ, четырнадцать трёх­мерных геом. решёток, характеризу­ющих возможные типы трансляц. сим­метрии кристаллической решётки (см.

57

 

 

Симметрия кристаллов). Б. р. ус­тановлены франц. кристаллографом О. Браве (A. Bravais) в 1848. Полное описание симметрии ат. структуры кристалла даётся пространств. груп­пой симметрии, к-рая содержит как операции трансляций (переносов), так и операции поворотов, отражений, ин­версии. Б. р. образуются действием только операций трансляций на лю­бую точку кристалла, и из неё вы­водят систему узлов. Различают при­митивные Б. р., в к-рых узлы расположены только в вершинах элем. параллелепипедов, гранецентрированные (в вершинах и в центрах всех граней), объёмноцентрированные (в верши­нах и в центре параллелепипедов) и базоцентрированные (в вершинах и в центрах двух противо­положных граней) (рис.).

Б. р. классифицируются по призна­ку симметрии элементарной ячейки и вытекающих из неё соотношений между рёбрами а, b, с и углами a, b, g параллелепипеда, а также центриро­ванности. Если учитывать только первый признак, то все кристаллы подразделяются на 7 сингоний, среди к-рых распределены 14 Б. р. Понятие «Б. р.» используют при описании ат. структуры кристаллов, указывая, что центры тех или иных атомов располо­жены по узлам определённой Б. р. В простейших случаях (напр., в ме­таллах) структура описывается одной Б. р. Сложную структуру, элем. ячей­ка к-рой содержит неск. атомов, мож­но описывать как неск. Б. р., «вдви­нутых» одна в другую.

Б. К. Вайнштейн.

БРАУНОВСКОЕ ДВИЖЕНИЕ,   см. Броуновское   движение.

БРЕЙТА — ВИГНЕРА ФОРМУЛА, описывает зависимость эфф. сечения s ядерных реакций от энергии налетаю­щих ч-ц вблизи резонансного значения энергии. Предложена амер. физиками Г. Брейтом (G. Breit) и Ю. Вигнером (Е. Wigner) в 1936. Иногда называется также дисперсионной ф-лой, ввиду сходства с выражением, описываю­щим дисперсию света. При вз-ствии налетающей ч-цы с ядром-мишенью может образоваться составное ядро С, обладающее рядом квазистационарных уровней энергии. Ширина уровня Г связана со временем жизни т ква­зистационарного состояния соот­ношением: Г=h/t. Если энергия (в системе центра инерции) близка к энергии одного из уровней составного ядра, то вероятность образования составного ядра становится особенно большой и сечения резко возрастают, образуя резонансные максимумы. При этом в случае изолированного резо­нанса (когда Г во много раз меньше расстояния по энергии до других резонансов с теми же квант. числами) а определяется Б.— В. ф. Аналогичная ситуация имеет место при вз-ствии элем. ч-ц, если их полная энергия близка к массе нестабильной элем. частицы — резонанса с соответствую­щими квант. числами (спином, чёт­ностью, странностью и т. д.).

Б.— В. ф. для сечения реакции a+X®C®b+Y, идущей через сос­тавное ядро (или резонанс) С со спином /, вблизи энергии резонанса ξ₀ имеет вид:

Индексы i и f обозначают входной и выходной каналы; X — длина волны де Бройля, ξ — кинетич. энергия ч-ц а и X, I_а, I_х — спины ч-ц и  X; Г_f и Г_i — парциальные ширины уровня составного ядра С, связанные с ве­роятностью его распада (и образова­ния) по разным каналам f и i. Пол­ная ширина уровня Г=S_iГ_i (рис.).

Зависимость сечения s реакции ¹⁴С (pn)¹⁶N (по выходу нейтронов под углом 90°) от энер­гии протонов e_p в лаб. системе координат. Два максимума соответствуют двум уровням составного ядра.

 

Яд. ширины меняются в зависи­мости от энергии возбуждения и массы ядра от 0,1 эВ до сотен кэВ. В слу­чае элем. частиц — резонансов ши­рины лежат в интервале от неск. десятков кэВ до сотен МэВ.

• См. при ст. Ядерные реакции.

В. М. Колыбасов.

БРИДЕР (бридерный реактор) (англ. breeder, от breed — размножать), то же, что реактор-размножитель.

БРИЛЛЮЭНА ЗОНА. Первая Б. з. (1-я Б. з.) — область обратного пр-ва (см. Обратная решётка) с центром в начале координат, определяемая след. образом: если построить плоскости, проходящие через середины векторов, соединяющих начало координат с бли­жайшими узлами обратной решётки, то образованный ими многогранник и есть 1-я Б. з. Каждой кристаллической ре­шётке (прямой решётке) соответствует обратная решётка, в свою очередь опре­деляющая Б. з. Напр., Б. з. простой кубич. решётки имеет форму куба. В случае гранецентрированной кубич. решётки обратная решётка явл. объёмноцентрированной, а 1-я Б. з. имеет форму усечённого октаэдра (рис.). 1-я Б. з. обладает теми св-вами симмет­рии относительно поворотов, зеркального отражения и инверсии,

что и Браве решётка данного крис­талла (см. Симметрия кристаллов). Объём обратного пр-ва, заключённый в 1-й Б. з., равен (2p)³/V₀, где V₀— объём элем. ячейки для решётки Браве. Б. з. играет важную роль в теории распространения волн в кристаллах, в частности она используется в зон­ной теории тв. тел, где в кач-ве волн выступают электронные, упругие и др. волны. Энергия любой квазичастицы в кристалле (эл-на проводимости, фонона и др.) — периодич. ф-ция её квазиимпульса р. Закон дисперсии ξ(р) квазичастиц — однозначная и не­прерывная ф-ция в пределах 1-й Б. з.

 

Первая зона Бриллюэна для объёмно-центрированной кристаллич. решётки.

 

Если тем же способом построить мно­гогранник для векторов и узлов обрат­ной решётки, следующих за ближай­шими, и вычесть многогранник, соот­ветствующий 1-Й Б. з., то получится 2-я Б. з., и т. д. 2-я Б. з., в отличие от 1-й, всегда состоит из нескольких несвязанных областей. Введение выс­ших Б. з. играет важную роль при определении Ферми поверхности ме­таллов.

• Бриллюен Л., Пароди М., Рас­пространение волн в периодических структу­рах, пер. с франц., М., 1959; Джонс Г., Теория зон Бриллюэна и электронные сос­тояния в кристаллах, пер. с англ., М., 1968; Ашкрофт Н., Мермин Н., Физика твердого тела, пер. с англ., М., 1979.

А. С. Михайлов.

БРОУНОВСКОЕ ДВИЖЕНИЕ (брауновское движение), беспорядочное движение малых ч-ц, взвешенных в жидкости или газе, происходящее под действием ударов молекул окружаю­щей среды. Исследовано в 1827 англ. учёным Р. Броуном (Браун; R. Brown), к-рый наблюдал в микроскоп движе­ние цветочной пыльцы, взвешенной в воде. Наблюдаемые ч-цы размером ~10^{-6 м и менее совершают неупоря­доченные независимые движения, опи­сывая сложные зигзагообразные тра­ектории. Интенсивность Б. д. не за­висит от времени, но возрастает с ростом темп-ры среды, с уменьшением её вязкости и размеров ч-ц (независимо от их хим. природы). Полная теория Б. д. была дана в 1905—06 А. Эйн­штейном и польск. физиком М. Смолуховским.}

Причина Б. д.— тепловое движение молекул среды и отсутствие точной компенсации ударов, испытываемых ч-цей со стороны окружающих её мо­лекул, т. е. Б. д. обусловлено флуктуациями давления. Удары молекул среды приводят ч-цу в беспорядочное движение: скорость её быстро меняется по величине и направлению. Если фик-

58

 

 

сировать положение ч-цы через неболь­шие равные промежутки времени, то построенная таким методом траекто­рия оказывается чрезвычайно сложной и запутанной (рис. ).

Б. д.— наиб. наглядное эксперим. подтверждение представлений молекулярно-кинетич. теории о хаоти­ческом тепловом движении атомов и молекул. Если промежуток наблюде­ния т достаточно велик, чтобы силы,

Броуновское движение трёх разл. ч-ц гум­мигута в воде (по Перрену). Точками отме­чены положения ч-ц через каждые 30 с. Радиус ч-ц 0,52•10^{-6 м, расстояния меж­ду делениями сетки 3,4•10-6 м.}

 

действующие на ч-цу со стороны моле­кул среды, много раз меняли своё направление, то ср. квадрат проекции её смещения Dx² на к.-л. ось (в от­сутствии др. внеш. сил) пропорц. вре­мени т (закон Эйнштейна):

Dx² = 2Dt, (1)

где D — коэфф. диффузии. Для сферич. ч-ц радиусом а он равен: D = = kT/6pha, h — динамич. вязкость среды. При выводе закона Эйнштейна предполагается, что смещения ч-цы в любом направлении равновероятны и что для больших т можно пренебречь инерцией броуновской ч-цы по срав­нению с влиянием сил трения. Соот­ношения для Dx² и D были экспери­ментально подтверждены измерениями франц. физика Ж. Перрена и швед. физика Т. Сведберга. Из этих измере­ний были экспериментально определе­ны постоянная Больцмана и Авогадро постоянная.

Кроме поступат. Б. д., существует также вращат. Б. д.— беспорядоч­ное вращение броуновской ч-цы под влиянием ударов молекул среды. Для вращат. Б. д. среднее квад­ратичное угл. смещение ч-цы j² пропорц. времени наблюдения t:

j² = 2D_врt, (2)

где коэфф. диффузии вращательного Б. д. для сферич. ч-цы D_вр=kTl8pha³. Соотношение (2) было также подтвер­ждено опытами Перрена.

Теория Б. д. находит приложение в физикохимии дисперсных систем, на ней основана кинетич. теория коагу­ляции р-ров (Смолуховский, 1916), теория седиментац. равновесия (рав­новесия дисперсных систем в поле тяготения или в поле центробежной силы). В метрологии Б. д. рассма­тривают как осн. фактор, ограничива­ющий точность чувствительных изме­рит, приборов. Предел точности изме­рений оказывается достигнутым, когда флуктуационные (броуновские) сме­щения подвижных частей измерит. прибора по порядку величины совпа­дут со смещением, вызванным измеряе­мым эффектом.

• Эйнштейн А., Смолуховский М., Брауновское движение. Сб. ста­тей, пер. с нем. и франц., М.— Л., 1936; Перрен Ж., Атомы, пер. с франц. ,М., 1924: Xир К., Статистическая механика, кинети­ческая теория и стохастические процессы, пер. с англ., М., 1976.

Д. Н. Зубарев.

БРУС, деформируемое тв. тело, попе­речные размеры к-рого заметно мень­ше продольного. Линия центров тя­жести поперечных сечений наз. осью Б. Если ось Б. прямолинейна, Б. наз. прямым. Прямой Б. пост. сечения наз. также стержнем. Б. часто встре­чается в кач-ве элемента конструкции, сооружения или машины, поэтому раз­работаны спец. методы расчёта на­пряжений и деформаций в Б. (напр., изгиб, кручение).

БРЭГГА — ВУЛЬФА УСЛОВИЕ, оп­ределяет возможные направления воз­никновения максимумов интенсивности упруго рассеянного на кристалле рентг. излучения при дифракции рент­геновских лучей. Установлено в 1913 независимо друг от друга англ. фи­зиком У. Л. Брэггом (W. L. Bragg) и рус. учёным Г. В. Вульфом. Если кристалл рассматривать как сово­купность параллельных ат. плоско­стей, отстоящих друг от друга на рас­стоянии d (рис.), то дифракцию излу­чения можно представить как отра­жение его от системы таких плоско­стей.

Максимумы интенсивности (дифракционные максимумы) возникают при этом только в тех на­правлениях, в к-рых все отражённые ат. плоскостями волны находятся в одной фазе, т. е. под такими углами 2q к направлению первичного луча, для к-рых выполняется Б.— В. у.: разность хода между двумя лучами, отражёнными от соседних плоскостей, равная 2dsinq, должна быть кратной целому числу длин волн l:

2dsinq=ml

(т — целое положит. число, наз. по­рядком отражения). Б.— В. у. мо­жет быть получено из более общих условий дифракции излучения на трёх­мерной решётке.

Б.—В. у. позволяет определить меж­плоскостные расстояния d в кристал­ле, поскольку l обычно известна, а угол q (наз. брэгговским углом) мож­но измерить экспериментально. Оно применяется в рентгеновском струк­турном анализе, рентгенографии ма­териалов, рентгеновской топографии. Б.— В. у. остаётся справедливым при дифракции g-излучения, эл-нов и ней­тронов (см. Дифракция микрочастиц), при дифракции в периодич. структу­рах эл.-магн. излучения радио- и оптического диапазонов, а также звука.

А.В. Колпаков.

БРЭКЕТА СЕРИЯ, см. Спектральные серии.

БРЮСТЕРА ЗАКОН, соотношение между показателем преломления га ди­электрика и таким углом падения j на него естественного (неполяризован­ного) света, при к-ром отражённый от поверхности диэлектрика свет пол­ностью поляризован. При этом отра­жается только компонента E_s электрич. вектора световой волны, пер­пендикулярная плоскости падения, т. е. параллельная поверхности раздела, а компонента Е_р, лежащая в плоскости падения, не отражается, а преломляется (рис. ).

Это происходит при условии tgj=n. Угол j наз. углом Брюстера. Поскольку в силу  закона   преломления sinj/sinr=n

(r — угол преломления), то из Б. з. следует, что cosj=sinr или j+r=90°, т. е. угол между отражённым и преломлённым лучами составляет 90°. Б. з. установлен англ. физиком Д. Брюстером (D. Brewster) в 1815. Б. з. можно получить из Френеля формул для прохождения света че­рез границу двух диэлектриков. Простейшее физ. истолкование Б. з. состоит в следующем: электрич. поле падающей волны вызывает в диэлектрике колебания эл-нов, на­правление к-рых совпадает с направ­лением электрич. вектора преломлён­ной волны E_прел. Эти колебания воз­буждают на поверхности раздела отра­жённую волну .е_отр, распространяю­щуюся от диэлектрика. Но линейно колеблющийся эл-н не излучает в направлении своих колебаний. Т. о.,

59

 

 

в отражённой волне колебания электрич. поля (E_s)_отр происходят только в плоскости, перпендикулярной пло­скости падения.

Как показали спец. опыты, Б. з. выполняется недостаточно строго, а именно: при падении света под углом j отражённый свет обнаруживает сла­бую эллиптическую поляризацию, а это означает, что электрич. поле отражённой волны со­держит и компоненту (E_p)_отр в пло­скости падения. Небольшое отклоне­ние от Б. з. объясняется существова­нием очень тонкого переходного слоя на отражающей поверхности раздела двух сред, где n₁ переходит в n₂ бы­стрым непрерывным изменением, а не скачком.

БРЮСТЕРА УГОЛ, угол падения све­тового луча, при к-ром отражённый от диэлектрика свет полностью поля­ризован. См. Брюстера закон, Отра­жение света.

БУГЕРА — ЛАМБЕРТА — БЕРА ЗА­КОН, определяет ослабление пучка монохроматич. света при его прохож­дении через поглощающее в-во. Если интенсивность пучка, падающего на слой в-ва толщиной l, равна I₀, то, согласно Б.— Л.— Б. з., интенсив­ность пучка на выходе из слоя 1(l)==I₀е^-hll , где k_l — показатель по­глощения, различный для разных длин волн К, но не зависящих от ин­тенсивности света I. Для растворов k_l, можно представить в виде произведе­ния концентрации поглощающего в-ва С на уд. показатель поглощения c, характеризующий ослабление пучка света в р-ре единичной концентрации и зависящий от природы и состояния в-ва и от l. Тогда Б.— Л.— Б. з. записывается в виде: I(l)=I₀е^-cCl. Б.— Л.— Б. з. открыт эксперимен­тально франц. учёным П. Бугером

(P. Bouguer) в 1729, выведен теорети­чески нем. учёным И. Г. Ламбертом (J. H. lmbert) в 1760, а для р-ров сформулирован нем. учёным А. Бером (A. Beer) в 1852. См. также Погло­щение света.

Предполагаемая в Б.— Л.— Б. з. независимость c от концентрации р-ра и природы растворителя носит при­ближённый хар-р. При высоких зна­чениях С в газах и р-рах c уже не явл. пост. величиной, а заметно изменяется вследствие вз-ствий между молекула­ми поглощающего в-ва. В тех слу­чаях, когда c  можно считать не зави­сящим от концентрации, Б.— Л.— Б. з. используется для определения концентрации поглощающего в-ва пу­тём измерения поглощения, к-рое мо­жет быть выполнено очень точно. Увеличивая толщину слоя l, можно определять ничтожно малые концен­трации в-ва. .

Физический смысл Б.— Л.— Б. з. состоит в утверждении независимости процесса потери фотонов от их плот­ности в световом пучке, т. е. от интен­сивности света, проходящего через в-во. Это утверждение справедливо в широких пределах, однако, когда ин­тенсивность света очень велика (напр., в сфокусированных пучках импульс­ных лазеров), k_l становится зависящим от интенсивности (см. Просветления эффект, Нелинейная оптика) и Б.— Л.— Б. з. перестаёт быть применим.

• Л а н д с б е р г Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Б у г е р П., Оптический трактат о градации света, пер. [с франц.], М., 1950; Вавилов С. И., О независимости коэффициента поглощения света от яркости, Собр. соч., т. 1, М., 1954.

А. П. Гагарин.

БУРАВЧИКА ПРАВИЛО, определяет направление магн. поля, создаваемого электрич. током: если буравчик с правой резьбой ввинчивать по на­правлению тока I (рис. ), то направ­ление вращения рукоятки буравчика совпадает с направлением магн. поля Н,    возбуждаемого этим током.

 

БУРШТЕЙНА—МОССА ЭФФЕКТ, сдвиг края области собств. поглоще­ния света полупроводником в сторону высоких частот при увеличении кон­центрации эл-нов проводимости и за­полнении ими зоны проводимости. Так, в кристалле InSb с собств. проводи­мостью край поглощения соответ­ствует (при T=300 К) длине волны l_кр=7,2 мкм; после легирования об­разца донорами до концентрации 5•10¹⁸см^-3 l_кр=3,2 мкм. Б.— М. э.— следствие Паули принципа: оптич. квант. переходы возможны лишь при условии, что состояние, в к-рое пере­ходит эл-н, не занято др. эл-ном. Уста­новлено независимо друг от друга амер. физиком Э. Бурштейном (Е. Burstein) и англ. физиком Т. С. Моссом (Т. S. Moss) в 1954.

• М о с с Т., Оптические свойства полупро­водников, пер. с англ., М.,1961; Грибковский В. П., Теория поглощения и испуска­ния света в полупроводниках, Минск, 1975; Панков Ж., Оптические процессы в по­лупроводниках, пер. с англ., М., 1973.

Э. М. Эпштейн.

БЫСТРЫЕ НЕЙТРОНЫ, нейтроны с энергией больше 100 кэВ. См. Ней­тронная физика.

БЭР (бэр, rem), внесистемная ед. эк­вивалентной дозы ионизирующего из­лучения. 1Б. = 0,01 Дж/кг. До 1963 ед. Б. определялась как биол. эквивалент рентгена (отсюда назв.).