Д

ДАВЛЕНИЕ, физ. величина, характе­ризующая интенсивность нормальных (перпендикулярных к поверхности) сил, с к-рыми одно тело действует на поверхность другого (напр., фунда­мент здания на грунт, жидкость на стенки сосуда, газ в цилиндре двига­теля на поршень). Если силы распре­делены вдоль поверхности равномер­но, то Д. р на любую часть поверх­ности равно: p=F/S, где S — пло­щадь этой части, F — сумма прило­женных перпендикулярно к ней сил. При неравномерном распределении сил это равенство определяет ср. Д. на данную площадку, а в пределе, при стремлении величины S к нулю,— Д. в данной точке.

Для непрерывной среды аналогич­но вводится понятие «Д.» в каждой точ­ке среды. В любой точке покоящейся жидкости или газа Д. по всем направ­лениям одинаково; это справедливо и для движущейся жидкости или газа, если их можно считать идеальными (лишёнными трения). В вязкой жид­кости под Д. в данной точке понимают ср. значение Д. по трём взаимно пер­пендикулярным направлениям. Соглас­но кинетич. теории газов, Д. в газовой среде связано с передачей импульса при столкновениях находящихся в теп­ловом движении молекул газа друг с другом или с поверхностью гранича­щих с газом тел. Д. в газах (его можно назвать тепловым) пропорц. темп-ре (кинетич. энергии ч-ц, см. Газ).

Измеряют Д. манометрами, баро­метрами, вакуумметрами, а также разл. датчиками Д. Единицы Д. имеют размерность силы, делённой на пло­щадь: в Междунар. системе единиц единица Д.—1 Па=Н/м², в МКГСС системе единиц — 1 кгс/см². Существу­ют внесистемные единицы Д.: физ. атмо­сфера (атм), техн. атмосфера (ат), бар, а также мм вод. ст. и мм рт. ст.(торр).

О физ. природе Д. волн (звук., ударных, эл.-магн.) см. в ст. Давление

звукового излучения, Ударная волна, Световое давление.

ДАВЛЕНИЕ ВЫСОКОЕ. Границы Д. в. условны, обычно высокими счита­ют давления р, превышающие нек-рое характерное для данного физ. явле­ния (пли конкретной задачи) значе­ние. Часто Д. в. считают р>0,1 ГПа (св. 10³ ат); столь же условно деление Д. в. на высокие и сверхвысокие.

Длительно действующие Д. в. наз. статическими, кратковре­менно действующие — мгновен­ными или динамическими. В покоящихся газах и жидкостях Д. в. явл. гидростатическими. При всестороннем сжатии тв. тела в нём возникает т. н. квазигидро­статическое Д. в.— сложная си­стема механич. напряжений, к-рые в общем случае изменяются от одной точки среды к другой. Ср. давлением (ср. норм. напряжением) в данной точке тела наз. ср. арифметич. значе­ние норм. напряжений s в трёх вза­имно перпендикулярных направле­ниях. Чем меньше величина напряже­ний сдвига (t~│s_макс-s_мин│) по сравнению со ср. давлением, тем бли­же квазигидростатич. Д. в. к гидро­статическому. Термином «Д. в.» обоз­начают как гидростатич., так и ква­зигидростатич. давление.

В природе статич. Д. в. сущест­вуют в осн. благодаря силам тяготе­ния. В земных условиях давление изменяется от атмосферного у поверх­ности до ~3,5•10² ГПа в центре Зем­ли. В центре Солнца оно составляет ~2•10⁷ ГПа, в сердцевине белых кар­ликов предполагается равным 10⁹— 10¹² ГПа, а на поверхности пульса­ра ~ 10²⁰ ГПа. Динамич. Д. в. воз­никают, напр., при падении метеори­тов, при вулканич. деятельности и тектонич. движениях.

В технике используются (70-е — нач. 80-х гг.) Д. в.~ 5—10 ГПа; в на­уч. экспериментах осваиваются статич. Д. в. до 1—3•10² ГПа («мегабарный

диапазон»). Динамич. Д. в., получен­ные при взрыве, достигают 30•10² ГПа. Исследования при динамич. давлениях ведутся в диапазоне от 1—2 ГПа до неск. тыс. ГПа. Перекрытие доступ­ных для исследования диапазонов статич. и динамич. Д. в.— важное достижение физики высоких давлений 60—70-х гг.

Действие Д. в. на вещество. Под Д. в. происходит сжатие в-ва (увели­чение его плотности; см. Сжимаемость) и энергетически выгодными становят­ся те направления физ. и хим. про­цессов, к-рые ведут к уменьшению объёма всех взаимодействующих в-в (при условии сохранения их массы, см. Ле Шателье — Брауна принцип).

Д. в. влияет на скорость (кинетику) процессов, причём оно может как ус­корять, так и замедлять их. Ускоре­ние нек-рых хим. реакций наблюда­ется, напр., в газах и происходит благодаря увеличению частоты столк­новений молекул в результате повы­шения плотности газа, в тв. телах оно может происходить благодаря увели­чению дефектности структуры. Замед­ляются же, напр., нек-рые фазовые превращения в сплавах вследствие уменьшения скорости диффузии, уменьшения равновесной концентра­ции вакансий. Мн. практически важ­ные процессы при Д. в. проводят при высоких темп-pax, что ускоряет до­стижение равновесного (энергетически более выгодного) состояния.

При сжатии тела работа силы дав­ления идёт на увеличение энергии те­ла: внутренней — при изоэнтропийном процессе и свободной — при изо­термическом. Статич. сжатие, при к-ром темп-pa быстро выравнивается, относят обычно к изотермич. процес­сам. Если в результате сжатия темп-ра тела повышается, то в нём развивает­ся большее Д. в., чем при изотермич, сжатии (при одинаковых нач. усло­виях и относительном изменении объёма).

В конденсиров. фазах различают упругую и тепловую составляющие

140

 

 

Д. в. Первая связана с упругим вз-ствием ч-ц при уменьшении объёма тела (т. н. холодное давление р_х), а вто­рая — с их тепловым движением, обусловленным повышением темп-ры при сжатии. При статич. сжатии теп­ловая составляющая много меньше упругой, при сжатии в сильной удар­ной волне они сравнимы по величине. Сумма этих составляющих наз. горя­чим давлением р_г.

Уменьшение межат. и межмол. рас­стояний при сжатии приводит к де­формации молекул и электронных оболочек атомов, что приводит к относит. смещению уровней энергии, из­менению осн. энергетич. состояния си­стемы, конфигурац. вз-ствия в моле­кулах и их конформац. состояния. Это проявляется в изменении физ. и хим. свойств в-ва.

При статич. сжатии в пределах неск. ГПа изменяются условия вза­имной растворимости газов, плотность газов становится сравнимой с плот­ностью жидкостей, большинство жид­костей затвердевает при комнатной темп-ре и Д. в. до 3—6 ГПа. Под Д. в. мн. крист. в-ва переходят в более плотные крист. модификации (см. Полиморфизм), наблюдаются пе­реходы тв. диэлектриков и ПП в проводящее и сверхпроводящее со­стояние, изменения постоянной радиоакт. распада, ускоренная полиме­ризация мономеров, переходы хруп­ких материалов в пластич. состояние. Интерес представляют также физ. и хим. эффекты, возникающие при одноврем. действии Д. в. и деформаций сдвига.

Для мн. научных и практич. целей часто необходимо сохранить при норм. условиях ту фазу в-ва, к-рая была получена при статич. или динамич. Д. в., однако, как правило, в-во при снижении давления претерпевает об­ратный переход. Иногда всё же уда­ётся сохранить фазу Д. в. в метастабильном состоянии, для этого сни­жают сначала темп-ру сжатого в-ва, а затем давление.

При статич. Д. в. до 3—5 ГПа ис­следуются в-ва в газообразном и конденсиров. состояниях, при больших Д. в.— в осн. тв. тела. В физике твёр­дого тела, наряду с феноменологич. описанием поведения в-в, определе­нием крист. структуры и построением диаграмм состояния, при Д. в. иссле­дуются свойства в-ва, связанные с яв­лениями на «молекулярном уровне». К ним относятся св-ва, обусловлен­ные движением атомов, молекул, то­чечных и линейных дефектов крист. структуры и т. д. (диффузия, кинетика фазовых переходов, деформация и раз­рушение под действием механич. на­грузок и др.); св-ва, определяемые взаимным расположением атомов, расстоянием между ними и колебания­ми крист. решётки (сжимаемость, уп­ругость, электропроводность, ферро­магнетизм); св-ва, связанные с видом возникающих в тв. теле элем. возбуждений (квазичастиц) и их вз-ствием (напр., зависимость сжимаемости, элек­тропроводности, магн. эффектов от темп-ры, магн. поля, эл.-магн. излу­чения и др. внеш. параметров). В совр. физике тв. тела значит. интерес пред­ставляют исследования свойств в-ва в условиях совместного действия Д. в., низких и сверхнизких темп-р, силь­ных магн. полей; в таких исследова­ниях получают, в частности, существ. информацию об электронных св-вах металлов. Эксперименты при Д. в. дают сведения о зависимости плотно­сти в-ва от давления и темп-ры, не­обходимые для построения уравнений состояния в «нетеоретическом» диапа­зоне (до Д. в.~10⁴ ГПа).

При Д. в.~10¹¹ ГПа плотность r в-ва становится в 10 и более раз выше плотности тв. тела при норм. усло­виях, а зависимость r от р_х прибли­жается к предельной, одинаковой для всех в-в: r^5/3 ~ р_х. При таких Д. в. ядра полностью ионизов. атомов мо­гут сближаться и вступать в яд. реак­ции. При достаточных Д. в., но темп-pax ниже вырождения температуры, в-во переходит в вырожденное состоя­ние, при к-ром энергия и давление не зависят от темп-ры (см. Вырожден­ный газ).

Во 2-й пол. 20 в. с помощью ста­тич. Д. в. получены важные научные результаты, мн. из к-рых нашли ши­рокое практич. применение. Синте­зированы алмаз и алмазоподобные модификации нитрида бора (р³4 ГПа и t³1100°С), получены плотные крист. модификации важных породо­образующих минералов (кремнезёма, оливина), зафиксирован переход ди­электриков в проводящее и сверхпро­водящее состояние, установлены диа­граммы состояний для мн. одно- и многокомпонентных систем. Д. в. ис­пользуются при механич. обработке металлов и при полимеризации. Ди­намич. Д. в., возникающие при взры­ве, используют для получения при сильном сжатии плотных модифика­ций, сохраняющихся при норм. ус­ловиях, для сварки металлов, для исследования изменения плотности в-в и фазовых переходов в них, в осо­бенности при таких высоких давле­ниях и темп-pax, какие ещё недоступ­ны статич. методам.

Получение и измерение Д. в. Дина­мич. Д. в. получают с помощью искро­вого разряда, яд. и хим. взрывов, импульсного магн. поля (напр., в горячей плазме), одноврем. действия взрыва и магн. поля, инерц. методов (сжатия тела при торможении им дру­гого тела, летящего с большой ско­ростью). Для измерения динамич. Д. в. применяются пьезо- и эл.-магн. датчики, манганиновые манометры, методы оптич. регистрации.

Статич. Д. в. получают тепловыми или механич. методами. В первых Д. в. создаётся либо нагреванием жид­кости или газа в замкнутых сосудах (в газах т. о. получены давления до

3—4 ГПа), либо охлаждением жид­костей, увеличивающих свой объём при затвердевании (напр., заморажи­вая воду, можно получить фиксиро­ванные Д. в. ок. 0,2; ГПа).

Механич. методы получения Д. в. явл. основными; в них используют насосы и компрессоры, к-рыми сжи­маемые газы или жидкости нагнетают в замкнутый объём или проточную систему (гидравлич. компрессором по­лучены Д. в. до 1,6 ГПа), и аппараты, в к-рых масса сжимаемого в-ва оста­ётся постоянной (рис., а) или почти постоянной (рис., б — з), а занимае­мый ею объём уменьшается под дей­ствием внеш. силы, создаваемой гид­равлич. прессами (рис., а, б, в, д, е, ж, з), сжатой жидкостью (рис., г), а в миниатюрных устройствах (типа показанного на рис. д) — пружиной.

Типы аппаратов, применяемых для создания статических высоких давлений. Сжимаемое в-во (рабочее тело, участки с нанесёнными точками) располагается между поршнями (пуансонами), к-рые приводятся в движение в направлениях, указанных стрелками; за­чернённые участки — деформируемые про­кладки, служащие для уплотнения разъёмов между пуансонами, создания поддерживаю­щих усилий и позволяющие пуансонам пере­мещаться. Для исследований при высоких темп-pax применяют металлич. и графитовые электронагреватели, для исследований при низких темп-pax всю камеру помещают в криостат. а — классич. камера с цилиндрич. поршнями, применяемая для сжатия газов, жидкостей и тв. тела; б — в — камеры для сжатия тв. тел (жидкости и газы можно по­мещать в сжимаемое тв. тело в ампулах); б — камера с криволинейными или конич. пуансонами и соответствующей формой со­суда Д. в.; в — шестипуансонный (показаны четыре пуансона) аппарат с кубич. формой рабочего тела; г — двухступенчатый многопуансонный аппарат типа «разрезная сфера». Усилие, равномерно прикладываемое к пуан­сонам первой ступени, передаётся большему числу пуансонов ступени Д. в., в свою оче­редь передающих его рабочему телу, к-рое в данном случае имеет форму октаэдра; д — двухпуансонные «наковальни» из ал­мазов ювелирного качества (позволяют про­водить рентгеноструктурные и оптич. иссле­дования под Д. в., нагрев с помощью лазера и т. д.); е — двухпуансонные «наковальни» с лункой, имеют увеличенный объём рабочей камеры по сравнению с камерой, представ­ленной на рис. 9; ж и з — многопуансонные системы со скользящими пуансонами; a — двухступенчатый аппарат. В мегабарном диапазоне Д. в. применяются камеры типа г и д.

 

Аппараты Д. в., схемы к-рых приведены на рис. б—з, позволяют получить в них Д. в., превосходящее прочность на сжатие (при норм. ус­ловиях) материалов, из к-рых они изготовлены [высокопрочные стали,

141

 

 

тв. сплавы на основе карбида вольф­рама, природные и синтетич. алмазы; для спец. измерений используются не­магнитные и (или) прозрачные для эл.-магн. излучения материалы]. Мн. исследования проводятся на образцах в виде тонких (~10^-6м) плёнок, сжа­тых до давлений ~ 10—100 ГПа.

Д. в. в жидкостях и газах может быть измерено манометрами (для абс. измерений применяют поршневые манометры), в тв. среде в аппаратах типа цилиндр — поршень (рис., а) Д. в. может быть определено по вели­чине приложенной к поршням силы (с поправкой на трение); в др. типах аппаратов значит. часть внеш. уси­лия расходуется на уплотнение разъ­ёмов между пуансонами и сжатие пла­стичных прокладок, поэтому квазигидростатич. Д. в. определяется кос­венными методами: по изменению па­раметров крист. решётки известного в-ва (см. Рентгеновский структурный анализ), по скачкам электросопротив­ления, сопровождающим полиморф­ные переходы в реперных в-вах, по остаточным явлениям сжатия (уве­личению плотности стёкол, образова­нию плотных модификаций); в аппара­тах с прозрачными пуансонами приме­няется также оценка величины Д. в. по сдвигу частоты линии люминесцен­ции рубина (этот метод особенно эф­фективен в «мегабарном» диапазоне Д. в.). До создания абс. шкалы дав­лений применяемые методы измерения Д. в. явл. в осн. эмпирическими и основанными на экстраполяции опыт­ных данных.

• Верещагин Л. Ф., Твердое тело при высоких давлениях, Избр. труды, М., 1981; Верещагин Л. Ф., Кабалкина С. С., Рентгеноструктурные исследова­ния при высоком давлении, М., 1979; Ц и к л и с Д. С., Плотные газы, М., 1977; П оп о в а С. В., Бенделиани Н. А., Высокие давления, М., 1974; К и р ж н и ц Д. А., Экстремальные состояния вещества, «УФН», 1971, т. 104, в. 3, с. 489; Нико­лаевский В. Н., Лившиц Л. Д., Сизов И. А., Механические свойства горных пород, в кн.: Итоги науки и техники. Сер. Механика твердого деформируемого тела, т. 11, М., 1978; Лившиц Л. Д., Механические свойства твердых тел при вы­соких давлениях, ФЭС, т. 3, М., 1963, с. 224; Альтшулер Л. В., Фазовые превра­щения в ударных волнах, «ПМТФ», 1978, № 4.

Л. Д. Лившиц.

ДАВЛЕНИЕ ЗВУКОВОГО ИЗЛУЧЕ­НИЯ (давление звука, радиационное давление), постоянное давление, ис­пытываемое телом, находящимся в стационарном звук. поле. Д. з. и. пропорц. плотности звук. энергии. Оно мало по сравнению со звуковым давлением; так, напр., в звук. поле в воздухе, в к-ром звук. давление рав­но 10² Па при норм. падении звук. волны на полностью отражающее звук препятствие, Д. з. и. приблизительно равно 0,1 Па. Измерение Д. з. и. про­изводится радиометром акустиче­ским. Зная величину Д. з. и., можно определить абс. значение интенсив­ности звука в данной среде.

ДАВЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ, см.  Све­товое давление.

ДАВЛЕНИЕ СВЕТА,    то    же,    что световое   давление.

Д'АЛАМБЕРА ПРИНЦИП, один из осн. принципов динамики, согласно к-рому, если к заданным (активным) силам, действующим на точки механич. системы, и реакциям наложен­ных связей присоединить силы инер­ции, то получится уравновешенная система сил. Назв. по имени франц. учёного Ж. Д'Аламбера (J. D'Alembert). Из Д. п. следует, что для каж­дой i-той точки системы F_i+N_i+J_i=0, где f_i — действующая на эту точку активная сила, N_i — реак­ция наложенной на точку связи (см. Связи механические), J — сила инер­ции. Д. п. позволяет применить к решению задач динамики более про­стые методы статики, поэтому им широко пользуются в инженерной практике, особенно для определения реакции связей в случаях, когда закон происходящего движения из­вестен или найден из решения ур-ний, не содержащих реакций, напр. Лагранжа уравнений.

С. М. Тарг.

Д'АЛАМБЕРА — ЛАГРАНЖА ПРИН­ЦИП, один из осн. принципов меха­ники, дающий общий метод решения задач динамики и статики; объединяет возможных перемещений принцип и Д'Аламбера принцип. Если к дейст­вующим на точки механич. системы активным силам F_i присоединить силы инерции ,J_i, то, согласно Д.— Л. п., при движении механич. системы с иде­альными связями (см. Связи механи­ческие) в каждый момент времени сумма элем. работ активных сил dA^a_i и элем. работ сил инерции dA^и_i на любом возможном перемещении системы равна нулю. Математически Д.— Л. п. выражается равенством, которое наз. общим уравнением механики:

S(dA^a_i+dA^и_i)=0, или

S(F_icosa_i+J_icosb_i)ds_i=0.

Здесь ds_i — величина возможных пере­мещений точек системы, a_i и b_i — углы между направлениями соответ­ствующих сил и возможных переме­щений, J_i=-m_iw_i — силы инерции, где m_i — массы точек системы, w_i — их ускорения. Преимущество Д.— Л. п. в том, что он позволяет изучить движение системы с идеальными свя­зями, не вводя в ур-ния неизвестные реакции связей.

С. М. Тарг.

Д'АЛАМБЕРА — ЭЙЛЕРА ПАРА­ДОКС, положение гидродинамики, со­гласно к-рому при равномерном и прямолинейном движении тела внут­ри безграничной жидкости, лишён­ной вязкости, вихреобразований и поверхностей разрыва скоростей, ре­зультирующая сила сопротивления жидкости движению тела равна нулю (высказан франц. учёным Ж. Д'Аламбером в 1744 и петерб. акад. Л. Эйлером в 1745). Физически отсутствие сопротивления объясняется тем, что при указанных условиях поток жид­кости должен замыкаться позади дви­жущегося тела, причём жидкость ока­зывает на заднюю сторону тела воз­действие, уравновешивающее воздей­ствие (всегда имеющее место) на переднюю сторону.

В действительности тело при дви­жении в жидкости или газе всегда испытывает сопротивление. Противо­речие между действительностью и Д.— Э. п. объясняется тем, что в реальной среде не выполняются те предположения, на к-рых строится доказательство парадокса. При дви­жении тела в жидкости всегда прояв­ляется вязкость жидкости, образуются вихри (особенно позади тела) и возникают поверхности разрыва скоро­сти. Эти термодинамически необрати­мые процессы и вызывают сопротивле­ние движению тела со стороны жид­кости.

ДАЛЬНИЙ И БЛИЖНИЙ ПОРЯДОК, упорядоченность в расположении структурных ч-ц в-ва (атомов, моле­кул, ионов), в ориентации их магн. и дипольных электрич. моментов и т. п. Упорядоченность на расстояниях, сравнимых с межатомными, наз. ближним порядком, а упо­рядоченность, повторяющаяся на не­ограниченно больших расстояниях, дальним порядком. В идеальном газе нет никакой закономерности во вза­имном расположении атомов; положе­ние любого атома не зависит от поло­жения остальных атомов, т. е. нет ни ближнего, ни дальнего порядков. В жидкостях и аморфных тв. телах (см. Аморфное состояние) существует только ближний порядок, т. е. нек­-рая закономерность в расположении соседних атомов. На больших рас­стояниях порядок «размывается» и пе­реходит в «беспорядок». Дальнего по­рядка в жидкостях и аморфных телах нет. В кристаллах правильное чере­дование атомов на одних и тех же рас­стояниях друг от друга повторяется для сколь угодно отдалённых атомов, т. е. существует Д. и б. п. Основным признаком дальнего порядка явл. симметрия кристаллов.

Наличие Д. и б. п. обусловлено вз-ствием между ч-цами. Равновесно­му состоянию любой системы ч-ц при абс. нуле темп-ры (если квант. эффек­ты, связанные с нулевыми колебания­ми атомов, малы) соответствует ми­нимум её потенц. энергии U (рис., а). Т. к. энергия вз-ствия зависит от расстояния r между ними и их взаим­ного расположения, то при Т=0 К ч-цы (за исключением атомов Не) об­разуют правильную крист. решётку. Для системы ч-ц одного сорта, имею­щей минимум U при r=r₀, период ре­шётки равен r₀. При наличии ч-ц двух сортов А и В, напр. в двухкомпонентных сплавах, если выполняется

соотношение    U_AB<¹/₂(U_аа+U_BB),

142

 

 

то соседями атомов А,  как правило, будут атомы  В   (рис., б).

Д. и б. п. существует не только во взаимном расположении ч-ц (коор­динационный порядок). В жидкостях, содержащих несимметрич­ные молекулы, существует ближний порядок, а в жидких кристаллах — и дальний порядок в ориентации молекул (ориентационный порядок).

В ферромагнетиках, ферримагнетиках и антиферромагне­тиках существует Д. и б. п. в ориен­тации магн. моментов ч-ц (магнит­ное упорядочение), в сег­нетоэлектриках — в ориентации электрич. дипольных моментов.

Образование координац. порядка явл. результатом фазового перехода I рода (см. Кристаллизация). Магн. и сегнетоэлектрич. упорядоченности возникают в результате фазовых пере­ходов II рода.

• Л а н д а у Л. Д., Лифшиц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1978; Френкель Я. И., Статистиче­ская физика, 2 изд., М.— Л., 1948; 3 е й т ц Ф., Современная теория твердого тела, пер. с англ., М., 1949; Уайт Р., Джембелл Т., Дальний порядок в твёрдых телах, пер. с англ., М., 1982. ДАЛЬНОДЕЙСТВИЕ, см. Взаимодей­ствие в физике.

ДАЛЬНОМЕР ОПТИЧЕСКИЙ, см. Сеетодальномер.

ДАЛЬТОНА ЗАКОНЫ, 1) давление смеси химически невзаимодействую­щих идеальных газов равно сумме пар­циальных давлений. Приближённо применим к реальным газам при зна­чениях темп-р и давлений, далёких от критических. 2) При пост. темп-ре рас­творимость в данной жидкости каж­дого из компонентов газовой смеси, находящейся над жидкостью, пропорц. его парц. давлению. Каждый газ сме­си растворяется так, как будто осталь­ных компонентов нет, т. е. в соответ­ствии с Генри законом. Строго выпол­няется для смеси идеальных газов; применим и к реальным газам, если их растворимость невелика, а поведе­ние близко к поведению идеального газа. Д. з. открыты англ. учёным Дж. Дальтоном (J. Dalton) в 1801 и 1803.

ДАРСИ — ВЕЙСБАХА ФОРМУЛА (в гидравлике), определяет величину потерь напора на трение при движении жидкости в трубах: h_v=(ll/d)(v²/2g), где

l — коэфф. гидравлич. трения, l и d— длина и диаметр трубы, ч — ср. ско­рость течения жидкости, g — ускоре­ние свободного падения. Коэфф. l за­висит от хар-ра течения: при лами­нарном течении l=⁶⁴/Rе, где Rе —

Рейнольдса   число:   при   турбулентном

течении  (приближённо) l=0,11(K_э/d +⁶⁸/Re)^1/4, где  K_э — эквивалентная ше­роховатость стенок трубы. Выведена нем. учёным Ю. Вейсбахом (J. Weisbach, 1845) и франц. инженером А. Дарси (Н. Darcy, 1857).

 ДВОЙНИКОВАНИЕ, образование в монокристалле областей с разл. ори­ентацией крист. структуры, связан­ных друг с другом операцией точечной симметрии, напр. зеркальным отраже­нием в определ. плоскости (плоскости Д.), поворотом вокруг кристаллографич. оси (оси Д.), либо др. преобра­зованиями (см. Симметрия кристал­лов). Осн. структура вместе с двойни­ковым образованием наз. двойником.

Д. может происходить в процессе кристаллизации, при механич. де­формации, а также при срастании со­седних зародышей (двойники роста, рис. 1). Д. происходит также при быстром тепловом расширении или сжатии, при нагревании деформиров. кристаллов (двойники рекристалли­зации), при переходе из одной крист. модификации в другую (см. Поли­морфизм).

Переброс в двойниковое положение часто осуществляется послойным сдви-

Рис.  1. Двойники роста.

 

Рис.  1. Двойники роста.

гом ат. плоскостей. Каждый ат. слой последовательно смещается на долю межат. расстояния, при этом все атомы в двойниковой области пере­мещаются на длину, пропорц. их расстоянию от плоскости Д. (плоско­сти зеркального отражения). Меха­нич. двойники образуются в тех слу­чаях, когда деформация сдвига за­труднена (см. Пластичность). Д. может сопровождаться изменением размеров и формы кристалла, что характерно, напр., для кристалла СаСO₃.

 

Рис. 2. а — двойникование кальцита при нажатии лезвием ножа (метод Баумгауэра); б — сдвойникованный кристалл кальцита.

Рис. 3. Полисинтетич. двойник сегне­товой соли, выяв­ленный травлением (фотография в отра­жённом свете).

Д. СаСО₃ можно осуществить нажатием лезвия ножа (рис. 2, а), при этом в двойни­ковое положение переходит участок в правой части кристалла (рис. 2, б). Д. с изменением формы имеют место у всех металлов, нек-рых ПП (Ge, Si) и диэлектриков. Другой вид Д., не вызывающий изменений формы кри­сталла, наблюдается, напр., у кварца и триглицинсульфата.

Если однородность структуры моно­кристалла нарушена многочисл. двой­никовыми образованиями, то его наз. полисинтетическим двой­ником. В кристаллах сегнетовой соли двойники, являющиеся одновре­менно сегнетоэлектрич. доменами, возникают в результате перехода кри­сталла из ромбич. сингонии в моно­клинную (при темп-ре Кюри). Двой­ники сегнетовой соли имеют различ­ные оптич. св-ва. Это позволяет об­наруживать доменное строение кри­сталлов сегнетовой соли оптически­ми методами (рис. 3).

М. В. Классен-Неклюдова.

143

 

 

ДВОЙНОЕ ЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ,

раздвоение световых лучей при про­хождении через анизотропную среду {напр., кристалл), обусловленное за­висимостью преломления показателя этой среды от направления электрич. вектора световой волны (см. Кристал­лооптика, Оптическая анизотропия). При падении световой волны на ани­зотропную среду в ней возникают две волны с взаимно перпендикулярными плоскостями поляризации (см. Поля­ризация света). В одноосных кристал­лах одна из волн имеет плоскость поляривации, перпендикулярную гл. се­чению, т. е. плоскости, проходящей через направление луча света и оп­тическую ось кристалла (обыкновен­ный луч), а другая — плоскость, па­раллельную главному сечению (не­обыкновенный луч). Скорость распро­странения обыкновенной волны и, следовательно, показатель преломле­ния для неё n₀ не зависят от направ­ления её распространения, а скорость распространения и показатель пре­ломления n_е необыкновенной волны — зависят. Для необыкновенного луча обычные законы преломления изме­няются; в частности, он может не ле­жать в плоскости падения. При рас­пространении вдоль оптич. оси n₀=n_е и Д. л. отсутствует. Одноосные кристаллы наз. положительными или отрицательными в зависимости от зна­ка разности n_е - n₀. Макс. абс. ве­личина этой разности служит число­вой хар-кой Д. л. В двуосных кри­сталлах показатели преломления обо­их лучей, возникающих при Д. л., зависят от направления распростране­ния. Д. л. двуосных кристаллов мож­но характеризовать тремя главными показателями преломления.

Д. л. может наблюдаться не только в естественно-анизотропной среде, но и в среде с искусственно вызванной анизотропией, напр. при наложении внеш. поля — электрического (см. Керра эффект), магнитного (см. Коттона — Мутона эффект), поля упру­гих сил (см. Поляризационно-оптический метод исследования напряжений, Фотоупругость).

Явление, аналогичное Д. л., наб­людается и в др. диапазонах эл.-магн. волн, напр. в диапазоне СВЧ в плазме, находящейся в магн. поле (а следова­тельно, анизотропной); см. Распрост­ранение радиоволн в ионосфере.

• См. лит.  при ст. Кристаллооптика.

М. Д. Галанин.

ДВОЙНОЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ СЛОЙ, совокупность электрич. зарядов противоположных знаков, распределён­ных вдоль границы соприкосновения двух фаз. В образовании Д. э. с. могут принимать участие эл-ны, ионы и ориентированные полярные (обла­дающие собств. дипольным моментом) молекулы. Так, Д. а. с. образуется при погружении металла в электролит, напр. цинка в серную к-ту. Цинк при этом отдаёт в электролит положи­тельно заряж. ионы, сам заряжаясь отрицательно. Положительно заряж. ионы электролита притягиваются по­верхностью металла, и вдоль поверх­ности соприкосновения фаз образуется Д. э. с. Электрич. поле, возникающее между заряж. слоями, препятствует растворению цинка, а при определ. значении прекращает его совсем. На границе электрод — электролит воз­никает скачок потенциала.

В целом Д. э. с. электрически нейт­рален, внутри же слоя напряжён­ность электрич. поля может достигать больших значений. Благодаря значит. размерам заряж. поверхностей и ма­лым расстояниям между ними Д. э. с. обладает большой электроёмкостью. Образование Д. э. с. обусловливает электрокинетические явления, строе­ние Д. э. с. существенно для электрохим. реакций (напр., в хим. источни­ках тока), для электролиза и т. д.

ДВОЙНОЙ ЭЛЕКТРОННО-ЯДЕР­НЫЙ РЕЗОНАНС, один из методов радиоспектроскопии, состоящий в ре­гистрации квант. переходов между яд. магн. подуровнями (ядерный магнит­ный резонанс) по их влиянию на сиг­нал электронного парамагнитного резонанса. Предложен амер. физиком Дж. Феером (G. Feher) в 1956. Пусть исследуемое в-во содержит парамагн. ч-цы с электронным спином s=1/2 и спином ядра I=1; расщепление уров­ней ч-цы в пост. магн. поле Н опреде­ляется вз-ствием электронного и яд. спинов с полем Н (см. Зеемана эффект), т. н. сверхтонким вз-ствием эл-на и ядра и вз-ствием электрич. кеадрупольного момента ядра с внутрикристаллическим полем (рис. а). Под действием эл.-магн. поля СВЧ на частоте w_э, соответствующей одному из электронных переходов (рис. б), населённости соответствующих уров­ней выравниваются, поглощение эл.-магн. энергии прекращается, сигнал ЭПР исчезает.

Рис. а — Расщепление уровней энергии па­рамагн. ч-цы с электронным спином s=1/2 и спином ядра I=1 в пост. магн. поле H: M и m — проекции электронного и яд, спинов на направление H; N — общее число па­рамагн. атомов; ξ=hw_э/kT. б — Выравнива­ние населённостей уровней под действием эл.-магн. поля частоты w_э. в — Изменение населённостей после подключения радиоча­стотного поля частоты w_я.

 

Если далее приложить радиочастотное поле частоты w_э, соот­ветствующей яд. переходу, то населён­ности всех уровней изменяются, что

приводит к появлению сигнала ЭПР на частоте w_я (рис., в). Приведённое описание справедливо при адиабати­чески быстром прохождении через резонанс, когда можно пренебречь релаксац. процессами (см. Релаксация).

Сочетая высокую чувствительность ЭПР с высокой разрешающей способ­ностью ЯМР, Д. э.-я. р. позволяет получить информацию о природе па­рамагн. центров в диэлектриках и ПП и распределении в них эл-нов, о кон­стантах сверхтонкого и квадрупольного вз-ствий, а также о зонной струк­туре, внутрикристаллических полях и деформац. потенциалах в кристалле.

Исследования Д. э.-я. р. послужили толчком к развитию др. комбиниров. резонансов, напр. двойных резонансов, где одно или оба эл.-магн. поля заменены акустическими (двойной акустомагн. электронно-ядерный ре­зонанс и др.). Идея регистрации квант. переходов на другой, более высокой частоте лежит в основе оптич. методов детектирования в радиоспект­роскопии.

• Грачев В. Г., Д е й г е н М. Ф., Двой­ной электронноядерный резонанс..., «УФН», 1978, т. 125, в. 4, с. 631; Голенищев-Кутузов В. А., Сабурова Р. В., Шамуков Н. А., Двойные магнитоакустические резонансы в кристаллах, там же, 1976, т. 119, в. 2, с. 201.

В. А. Голенищев-Кутузов.

ДВОЙСТВЕННОСТИ ПРИНЦИП, уста­навливает перекрёстную связь между эл.-магн. полями, образующимися в результате дифракции на отверстии S, прорезанном в бесконечно тонком иде­ально проводящем плоском экране, и на плоской пластине, совпадающей по форме с отверстием S. Д. п. и его оптич. аналог — теорема Бабине, свя­зывающая в оптике дифракц. явления во «взаимно дополняющих экранах»,— результат инвариантности Максвел­ла уравнений относительно одновре­менных перестановок Е ®Н®-Е, m®e, e®m, где e, m — диэлектрич. и магн. проницаемости среды.

В теории антенн Д. п. приводит к соотношению между полями, созда­ваемыми электрич. вибратором (E₁,h₁), и щелевым излучателем точно таких же размеров (Е₂, Н₂):

E₁= rH₂, h₁=-(1/r)Е₂,

где r=Öm/e — волновое      сопротивле­ние   среды.

• См. лит. при ст. Антенна.

ДВУМЕРНЫЕ ПРОВОДНИКИ, ис­кусственно созданные электропрово­дящие системы на границе разде­ла двух плохо проводящих сред, напр. вакуум — диэлектрик, полу­проводник — диэлектрик. Простейший Д. п.— слой эл-нов, удерживаемых над поверхностью диэлектрика (напр., жидкого Не, рис.) силами электростатич. изображения (эл-ны поляризуют диэлектрик и притягиваются к нему), а также внешним пост. электрич. по­лем, приложенным перпендикулярно поверхности диэлектрика. Аналогич­но в гетероструктурах (напр., на ос-

144

 

нове GaAs) и у поверхности ПП (Si, Ge, InSb и др.) образуется двухмер­ный слой с избыточной концентра­цией носителей заряда или с инверс­ной проводимостью (см. Инверсион­ный слой) из-за изгиба зон или при

приложении разности потенциалов к структуре металл — диэлектрик — по­лупроводник (см. М—Д—П-структура). В Д. п., помещённых в пере­менное эл.-магн. поле достаточно ма­лой частоты, ток может течь только параллельно границе раздела.

• Electronic properties of two-dimensional systems (3-d international conference), Amst., 1980 (Surface sci., v. 98); Э д е л ь м а н В. С., Левитирующие электроны, «УФН», 1980, т. 130, в. 4, с. 675.

В. С. Эдельман.

ДВУОСНЫЕ КРИСТАЛЛЫ, кристал­лы, в к-рых происходит двойное луче­преломление при всех направлениях падающего на них луча света, кроме двух, каждое из к-рых наз. опти­ческой осью кристалла. См. Кристаллооптика.

ДВУХ ТЕЛ ЗАДАЧА, одна из част­ных задач небесной механики, состоя­щая в определении движения двух тел, взаимно притягивающихся со­гласно закону тяготения Ньютона. В общем случае, когда приходится учитывать неоднородность строения взаимодействующих тел и разл. виды возмущений движения, Д. т. з. точ­ного решения не имеет. Если притяги­вающиеся тела можно рассматривать как материальные точки (что прибли­жённо выполняется, напр., для Солн­ца и каждой из планет Солн. системы в отдельности или для двойной звёзд­ной системы), то Д. т. з. допускает ре­шение в конечном виде. Движение, соответствующее такому решению Д. т. з., наз. невозмущённым или кеплеровым. При кеплеровом движении в зависимости от нач. условий (скорости, её направления и др.) траектория тела в поле тяготения др. тела может быть окружностью или эллипсом (как у планет и их спутни­ков, см. Кеплера законы), параболой или гиперболой (у тел с пролётной траекторией), наконец прямой, со­единяющей центры масс тел. Учёт воз­мущений (отклонений от движения по эллипсу, параболе и т. д.), осо­бенно в столь сложной системе, как Солнечная, очень труден. В результа­те возмущающего действия на планету др. планет Солн. системы истинная траектория планеты — сложная про­странств. кривая, к-рую нельзя опи­сать простой аналитич. ф-лой. Поэтому при решении Д. т. з. с учётом возму­щений широко пользуются прибли­жёнными численными методами.

ДЕБАЕВСКИЙ РАДИУС ЭКРАНИ­РОВАНИЯ [по имени голл. физика П. Дебая (P. Debye)], характерное расстояние, на к-рое в плазме, элект­ролите или ПП распространяется дей­ствие электрич. поля отд. заряда. В вакууме электростатич. потенциал j уединённой n-цы с зарядом q на расстоянии r определяется по ф-ле: j=q/r. В среде, содержащей положит. и отрицат. заряды, напр. в плазме, эл-ны в нек-рой окрестности иона притягиваются к нему и экранируют его электростатич. поле. Точно так же «неподвижный» эл-н отталкивает др. эл-ны и притягивает ионы. В резуль­тате поле вокруг заряж. ч-цы стано­вится очень слабым на расстояниях, превышающих Д. р. э. Выражение для потенциала заряда, покоящегося в плазме, принимает вид:

j=(q/r)ехр(-r/D),

где D — Д. р. э., зависящий от кон­центрации заряж. ч-ц, энергии их теплового движения (темп-ры) и ве­личины заряда. Для изотермич. элек­трон-протонной плазмы

D=(kT/8pne²)^1/2 ,

здесь n — концентрация эл-нов (или ионов). Подстановка численных зна­чений констант даёт

D»5(T/n)^1/2

(все величины в системе СГС). В ПП D² пропорц. ср. энергии тепловых коле­баний ионов и обратно пропорц. плот­ности носителей тока, к-рая увеличи­вается при возрастании темп-ры.

ДЕБАЕГРАММА, рентгенограмма, снятая по Дебая — Шеррера методу. Представляет собой дифракц. изобра­жение поликрист. образца в монохроматнч. рентг. излучении (см. Ди­фракция рентгеновских лучей).

Д., зафиксированная на плоской фотоплёнке в дебаевской рентгенов­ской камере, имеет вид системы концентрич. окружностей. Если образец состоит из очень мелких кристалли­ков, хаотически ориентированных в пр-ве, то дифракц. линии имеют рав­номерное почернение. Когда кристал­лики преим. ориентированы (т. н. текстура), почернение дифракц. линии неравномерно. Д., регистрируемая фотоэлектрич. или ионизац. приём­ником в рентгеновском дифрактометре, наз. дифрактограммой.

Углы раствора конусов (радиусы дифракц. линий на Д.) и интенсивности дифракц. линий характерны для каж­дой крист. структуры, что позволяет составить стандартные картотеки Д. и с их помощью определять фазовый состав образца (см. Рентгеновский структурный анализ, Рентгеногра­фия материалов). А. В. Колпаков.

ДЕБАЙ (Д, D), внесистемная ед. элект­рич. дипольного момента; применяет­ся в ат. физике. Названа в честь голл. физика П. Дебая (P. Debye). 1Д=1•10^-18 ед. СГС=3,33564•10^-30 Кл•м.

ДЕБАЯ ЗАКОН ТЕПЛОЕМКОСТИ,

кубич. зависимость теплоёмкости С кристалла от темп-ры Т в области низких темп-р:

Здесь V — объём, и — усреднённая скорость звука. Ф-ла (*) теоретически выведена голл. физиком П. Дебаем в 1912. Д. з. т. относится и к теплоём­кости при пост. объёме С_V, и к тепло­ёмкости при пост. давлении С_р, т. к. при низких темп-pax разность С_р-С_V пропорц. Т⁷.

Д. з. т. имеет место в условиях, когда в кристалле возбуждены лишь НЧ колебания кристаллической решёт­ки, длина волны к-рых велика по срав­нению с постоянной решётки. Для кристаллов с простой решёткой (эле­менты и простые соединения) Д. з. т. начинает выполняться при Т порядка десятков К; для сложных решёток (в частности, для сильно анизотроп­ных крист. структур — слоистых и квазиодномерных) Д. з. т. наблюда­ется при значительно более низких темп-pax (см. Дебая температура).

• Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976.

Э. М. Эпштейн.

ДЕБАЯ ТЕМПЕРАТУРА, характеристич. темп-pa q_Д тв. тела, опреде­ляемая соотношением kq_Д=hw_Д, где w_Д=u(6p²n)^1/3 — предельная частота упругих колебаний кристаллической решётки (n — число атомов в ед. объёма, и — усреднённая скорость зву­ка в тв. теле), наз. также дебаевской частотой. При темп-pax Т >>q_Д (классич. область) теплоёмкость тв. тела описывается Дюлонга и Пти законом; при Т <<q_Д (квант. область) — вы­полняется Дебая закон теплоёмкости. Д. т. зависит от упругих постоянных кристалла (см. табл.).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ТЕМПЕРАТУРА ДЕБАЯ ДЛЯ  НЕКОТОРЫХ КРИСТАЛЛОВ

Д. т. табулируется как физ. пара­метр в-ва. Она даёт наиб. удобный в динамич. теории решётки масштаб темп-ры: величина kq_Д представляет собой макс. квант энергии, способный возбудить колебания решётки. Выше 0д возбуждены все моды, ниже q_Д

145

 

 

моды начинают «вымерзать». Д. т. от­деляет низкотемпературную область, где проявляются квант. эффекты и где необходимо пользоваться квант. ста­тистикой, от высокотемпературной, где справедлива классич. статистич. механика (см. Статистическая физи­ка).

• Ландау   Л.   Д.,    Л и ф ш и ц Е. М.,

Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976.

Э. М. Эпштейн.

ДЕБАЯ ФОРМУЛЫ, описывают зави­симость действительной e' и мнимой e'' частей комплексной диэлектриче­ской проницаемости e=e'-ie" среды с ориентац. поляризацией (разбавлен­ные р-ры диполей в жидкостях и тв. телах) от частоты со приложенного перем. электрич. поля и времени релаксации t:

Здесь e₀ — значения e' для НЧ (w<<1/t), e_¥ — для высоких (w_¥>>1/t). Величина e" определяет потери энер­гий, рассеиваемой в диэлектрике в результате изменения поляризации. Д. ф. описывают св-ва диэлектрика в перем. электрич. поле в предполо­жении экспоненц. установления рав­новесия. Д. ф. установлены голл. фи­зиком П. Дебаем в 1929.

• См. лит. при ст. Диэлектрики.

И. Н. Грозное.

ДЕБАЯ — ШЕРРЕРА МЕТОД, метод исследования поликрист. материалов с помощью дифракции рентгеновских лучей. Предложен голл. физиком П. Дебаем и швейц. физиком П. Шеррером (P. Scherrer) в 1916. В Д.— Ш. м. тонкий пучок монохроматич. рентг. излучения падает на образец,

Рис. 1. Рассеяние первичного рентг. излуче­ния ПП на поликрист. образце 0. Рассеян­ное излучение РИ направлено к ПП под уг­лами q и q'.

 

к-рый рассеивает излучение вдоль об­разующих соосных конусов с углом раствора q (рис. 1). При этом излуче­ние рассеивается только теми кристал­ликами, к-рые ориентированы в пр-ве так, что для них при данной длине волны излучения выполняется Брэг­га — Вульфа условие. Поскольку это условие может одновременно выпол­няться для неск. семейств кристаллографич. плоскостей, то возникает со­вокупность дифракц. конусов с раз­личными углами раствора 2q. Для того чтобы все кристаллики последовательно вывести в отражающее поло­жение, образец равномерно вращают вокруг оси, перпендикулярной на­правлению первичного пучка. Рас­сеянное излучение можно регистриро­вать на фотоплёнке (дебаеграмма) в цилиндрич. (дебаевской) рентгенов­ской камере (рис. 2). В рентгеновском дифрактометре дифракц. максимумы регистрируются фотоэлектрич. или ионизац. приёмником

Рис. 2. Схема получения дебаеграммы б в цилиндрич. дебаевской камере а (0 — обра­зец, ПП — первичный рентг. пучок). На дебаеграмме б видны полосы, оставляемые на фотоплёнке Ф дифракц. пучками ДП.

.

Д.— Ш. м. применяется для уста­новления размеров и формы элем. крист. ячейки, размеров и пространств. ориентации кристалликов, определе­ния деформаций и напряжений, а так­же для фазового анализа поликрист. объектов (см. Рентгеновский струк­турный анализ, Рентгенография ма­териалов).

А. В. Колпаков.

ДЕ-БРОЙЛЕВСКАЯ ДЛИНА ВОЛНЫ, длина волны де Бройля.

ДЕ БРОЙЛЯ ВОЛНЫ, см. Волны де Бройля.

ДЕВИАТОР ДЕФОРМАЦИИ, тензор, определяющий в окрестности точки малую деформацию, не связанную с изменением объёма. Через компонен­ты тензора деформации e_ij (см. Де­формация механическая) Д. д. вы­ражается ф-лами:

э₁₁=e₁₁-e,  э₂₂=e₂₂-e,   э₃₃=e₃₃-e,

э₁₂=e₁₂,   э₂₃=e₂₃,   э₃₁=e₃₁,

где e=(e₁₁+e₂₂+e₃₃)/3 — ср. дефор­мация. При этом э₁₁+э₂₂+э₃₃=0. Д. д. пользуются в механике сплош­ной среды.

ДЕВИАТОР НАПРЯЖЕНИЙ, тензор, определяющий напряжения в точке, не связанные с гидростатич. напряже­нием (всесторонним давлением). Через компоненты тензора напряжений s_ij выражается ф-лами

s₁₁=s₁₁-s, s₂₂ = s₂₂-s, s₃₃=s₃₃-s,

s₁₂=s₁₂,   s₂₃=s₂₃,   s₃₁=s₃₁,

где s=(s₁₁+s₂₂+s₃₃)/3 — гидроста­тич. (среднее) напряжение. При этом

s₁₁+s₂₂+s₃₃=0. Д. н. применяется в механике сплошной среды.

ДЕИОНИЗАЦИЯ газа, исчезновение носителей свободного электрич. заря­да (положит. и отрицат. ионов и эл-нов) из занимаемого газом объёма. К Д. приводят рекомбинация ионов и

эл-нов, их диффузия к границам за­нимаемого газом объёма, а также вы­ход заряж. ч-ц из занимаемого объёма под действием внеш. электрич. поля. Время, необходимое для уменьшения концентрации носителей заряда в определ. число раз (напр., в 10³ или 10⁶ раз от нач. концентрации), наз. временем Д. Оно явл. важной хар-кой газоразрядных и др. прибо­ров, для работы к-рых существенно поддержание определ. степени иони­зации. Время Д. зависит от природы газа, геометрии занимаемого им объё­ма, наличия и изменения во времени внеш. электрич. поля, а также от распределения полей пространств. за­рядов.

• См.   лит.   при   ст.   Ионизация.

ДЕЙСТВИЕ, физ. величина, имеющая размерность произведения энергии на время и являющаяся одной из су­ществ. хар-к движения системы. Для механич. системы Д. обладает след. важным св-вом: если рассмотреть нек-рую совокупность возможных движе­ний этой системы между двумя её положениями, то истинное (факти­чески происходящее) движение си­стемы будет отличаться от этих воз­можных движений тем, что для него значение Д. явл. наименьшим (см. Наименьшего действия принцип). Это  позволяет найти ур-ния движения механич. системы и изучить это дви­жение.

В зависимости от св-в механич. си­стемы и применяемого метода изуче­ния её движения рассматривают разные выражения для величины Д. Если ввести т. н. функцию Лагранжа L=Т-П, где Т и П — кинетич. и потенц. энергии системы, то величина

наз. действием по Гамиль­тону за промежуток времени t -t₀. Она входит в выражение принципа наименьшего действия в форме Гамиль­тона — Остроградского. Другая ве­личина

наз. действием по Л а г р а н ж у за промежуток времени t- t₀ и входит в выражение принципа наи­меньшего действия в форме Мопертюи — Лагранжа.

Для системы, в к-рой выполняется закон сохранения механич. энергии, величины S и W связаны соотноше­нием

S=W- h(t-t₀),

где h = Т +П — полная механич. энергия системы.

Помимо классич. механики, поня­тием Д. пользуются в теории упруго­сти, электродинамике, термодинами­ке обратимых процессов.

Если характерные для физ. задачи величины размерности действия срав-

146

 

 

нимы с квантом действия h, то рас­смотрение следует вести на основе квантовой механики.

С. М. Тарг

ДЕЙСТВИТЕЛЬНОЕ ИЗОБРАЖЕ­НИЕ, см. Изображение оптическое.

ДЕЙСТВИЯ И ПРОТИВОДЕЙСТ­ВИЯ ЗАКОН, один из осн. законов механики (третий закон Ньютона), со­гласно к-рому действия двух матер. тел друг на друга равны по величине и противоположны по направлению. Напр., сила, с к-рой груз, лежащий на плоскости, давит на эту плоскость, рав­на силе (реакции), с к-рой плоскость давит на груз; сила, с к-рой Земля притягивает Луну, равна силе, с к-рой Луна притягивает Землю, и т. д. Д. и п. з. играет важную роль при изучении движения механич. си­стем.

ДЕЙТРОН, ядро тяжёлого изотопа водорода — дейтерия, содержит один протон и один нейтрон. Обозначается ²Н, d, реже D. Масса равна 2,01423 атомной единицы массы, энергия свя­зи нейтрона — 2,23 (4) МэВ, спин — 1, магн. момент — 0,857348(9) яд. маг­нетона, квадрупольный электриче­ский момент — 2,738(4)•10^-27 см².

• См.   лит.   при   ст.   Ядро   атомное.

ДЕКА... (от греч. deka — десять), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наимено­вания кратной единицы, равной 10 ис­ходным ед. Обозначения: да, da. Напр., 1 дал (декалитр) = 10 л.

ДЕКАДА (от греч. dekas, род. п. dekados — десяток), единица частотного интервала; равна интервалу между двумя частотами (f₁ и f₂), десятичный логарифм отношения к-рых lg(f₂/f₁)=1, что соответствует f₂/f₁=10.

ДЕКОРИРОВАНИЕ (от лат. decoro— украшаю), метод обнаружения в кри­сталлах точечных дефектов, дисло­каций, ступеней роста и др. дефек­тов, заключающийся в осаждении на поверхность кристалла из газовой или жидкой фазы либо во введении в его объём хим. путём в-в, осаждающихся в виде ч-ц на дефектах и тем самым их выявляющих. Декориров. кристал­лы изучаются методами оптич. или электронной микроскопии. Д. исполь­зуется при исследовании процессов кристаллизации, реальной структуры кристалла, эпитаксии, а также при изучении хим. реакций на поверхно­стях тв. тел.

• Декорирование поверхности твердых тел, М., 1976.

ДЕКРЕМЕНТ ЗАТУХАНИЯ (от лат. decrementum — уменьшение, убыль), количественная хар-ка быстроты зату­хания колебаний. Д. з. d равен нату­ральному логарифму отношения двух последующих макс. отклонений х ко­леблющейся величины в одну и ту же сторону: d=ln(x₁/x₂). Д. з.— величи­на, обратная числу колебаний, по истечении к-рых амплитуда убывает в е раз. Напр., если d=0,01, то амплиту­да уменьшится в е раз после 100 коле­баний. Д. з. характеризует число пе­риодов Т, в течение к-рых происходит затухание колебаний. Полное время затухания определяется отно­шением Т/d. Напр., величина ср. зна­чений Д. з. колебательного контура d=0,02—0,05, камертона d»0,001, кварцевой пластинки d»10^-4—10^-5,   оптического   резонатора   d»10^-6—10^-7.

Обычно вместо Д. з. пользуются понятием добротности колебательной системы Q, с к-рой Д. з. связан соот­ношением:

d=p/Ö(Q²-¹/₄),

а при больших добротностях d»p/Q.

• Стрелков С. П., Введение в теорию колебаний, 2 изд., М., 1964.

ДЕЛЕНИЕ АТОМНОГО ЯДРА, де­ление ат. ядра на неск. более лёгких ядер (осколков), чаще всего на два ядра, близких по массе. В 1939 нем. учёные О. Ган и Ф. Штрасман уста­новили, что при бомбардировке урана нейтронами образуются ядра щёлоч­ноземельных элементов, в частности Ва. Вскоре австр. физики Л. Майтнер и О. Фриш показали, что ядро ²³⁵U делится под действием нейтрона на два осколка (рис. 1), и дали первое качеств. объяснение деления.

Рис.   1.  Деление тяжёлого ядра ^23SU   (n — нейтроны, испускаемые осколками).

 

В 1940 Г. Н. Флёров и К. А. Петржак обна­ружили спонтанное деление ядер. Для того чтобы ядро достигло формы, пред­шествующей его разрыву, необходима затрата определ. энергии для преодо­ления потенциального барьера, наз. барьером деления (рис. 2). Эту энергию ядро может получить извне, напр. при захвате нейтрона. В случае спонтанного деления ядер происходит туннельное просачивание через барьер (см. Туннельный эффект). Масса тяжёлого ядра больше суммы масс образующихся осколков. Раз­ница в массах соответствует энергии, выделяемой при делении. Значит.

часть этой энергии выделяется в виде кинетич. энергии осколков, равной энергии их электростатич. отталкива­ния в момент деления. Суммарная кинетич. энергия осколков несколько увеличивается по мере возрастания А (ат. массы) делящегося ядра и со­ставляет для урана и трансурановых элементов ок. 200 МэВ. Осколки быстро тормозятся в среде, вызывая ио­низацию, нагревание и нарушая её структуру.

Рис. 2. Барьер деле­ния и последователь­ность форм, прини­маемых делящимся ядром.

 

Утилизация кинетич. энер­гии осколков деления за счёт нагрева­ния ими среды — основа использова­ния яд. энергии.

Осколки деления образуются в воз­буждённых состояниях. В дальней­шем энергия возбуждения осколков уменьшается в результате испускания ими нейтронов (нейтроны деле­ния). Энергетич. спектр нейтронов де­ления можно считать максвелловским со среднеквадратичной энергией 1,3 МэВ. Когда энергия возбуждения становится меньше энергии, необходи­мой для отделения нейтрона от ядра, эмиссия нейтронов прекращается, начинается испускание g-квантов. В ср. на один акт деления испускается 8—10  g-квантов.

Масса, заряд и энергия возбужде­ния осколков, образующихся в отд. актах деления, различны. Число нейтронов v, испущенных в одном акте деления, также флуктуирует. При бомбардировке ²³⁵U медленными нейт­ронами ср. число испускаемых нейт­ронов v=2,5. Для более тяжёлых элементов v увеличивается. Именно

•превышение v над 1 позволяет осуще­ствить ядерную цепную реакцию. Осколки перегружены нейтронами и радиоактивны. Соотношение между числами протонов Z и нейтронов N=А-Z в осколках зависит от энергии возбуждения делящегося ядра. При достаточно высоком возбуждении оно в осколках остаётся тем же, что у делящегося ядра. При малой энергии возбуждения нейтроны и протоны рас­пределяются между осколками так, что в дальнейшем происходит пример­но одинаковое число b-распадов, прежде чем они превратятся в стабильные ядра. В отд. случаях (прибл. 0,7% по отношению к общему числу деле­ний) образующееся при b-распаде воз­буждённое ядро также испускает нейт­рон. Эмиссия этого нейтрона из воз­буждённого ядра — процесс быстрый (~ 10^-16 с), однако он запаздывает по отношению к моменту деления ядра

 

147

 

 

на время, к-рое может достигать де­сятков с (запаздывающие нейтроны).

Деление наз. асимметричным, когда отношение масс наиболее часто воз­никающих осколков порядка 1,5. По мере увеличения энергии возбуждения ядра всё большую роль начинает играть симметричное деление на два осколка с близкими массами. Для нек-рых спонтанно делящихся ядер (U, Pu) характерно асимметричное деление (рис. 3), но по мере увеличе­ния А деление приближается к сим­метричному. Наиболее отчётливо это

Рис. 3. Спектр масс осколков деления ядра ²³⁵U при за­хвате медленных нейтронов.

 

проявляется у ²⁵⁶Fm. Значительно реже наблюдается деление на три ос­колка, обычно сопровождающееся ис­пусканием a-частицы, ядер ⁶Не, ⁸Не, Li, Be и др. Предельный слу­чай — деление на три почти равных осколка — наблюдался при бомбарди­ровке ядер ускоренными тяжёлыми ионами (⁴⁰Аг и др.).

Теория Д. а. я. впервые была дана дат. физиком Н. Бором и амер. физи­ком Дж. А. Уилером и независимо от них Я. И. Френкелем. Они развили капельную модель ядра, в к-рой ядро рассматривается как капля электри­чески заряженной несжимаемой жид­кости. На нуклоны действуют уравно­вешивающие друг друга яд. силы притяжения и электростатич. силы отталкивания, стремящиеся разорвать ядро. Деформация ядра нарушает рав­новесие; при этом возникают силы, аналогичные поверхностному натяже­нию жидкой капли, стремящиеся вер­нуть ядро к нач. форме. Деформация ядра при делении сопровождается уве­личением его поверхности, и, как в жидкой капле, силы поверхностного натяжения возрастают, препятствуя его дальнейшей деформации. Чем ниже барьер деления (чем больше ве­личина Z²/A), тем меньше период спонтанного деления.

Капельная модель описывает лишь усреднённые св-ва ядер. В действи­тельности же хар-р процесса деления может существенно зависеть от внутр. структуры ядра и состояния отд. нуклонов. Из-за этого, в частности, барьер деления больше для ядер с нечётным числом нуклонов, чем для соседних четно-чётных ядер (чётные Z и N). Напр., деление ядер ²³⁸U под действием нейтронов становится до-

статочно вероятным лишь в том случае, когда кинетич. энергия нейтронов превышает нек-рый порог, а в случае ²³⁵U даже при захвате теплового нейтрона энергия возбуждения состав­ного ядра ²³⁶U превышает барьер деле­ния (рис. 4). Влияние структуры ядра на Д. а. я. видно при сравнении пе­риодов спонтанного деления четно-нечётных ядер. Вместо регулярного увеличения периода спонтанного деле­ния ядра с ростом А иногда наблю­дается его резкое уменьшение. Этот эффект чётко проявляется при N=152, что необъяснимо в рамках капельной модели и свидетельствует о влиянии на барьер деления и вообще на процесс Д. а. я. оболочечной струк­туры ядра (см. Ядро атомное).

Рис. 4. Зависи­мость сечения де­ления ²³⁵U и ²³⁸U и от энергии нейт­ронов.

 

 • Петржак К. А., Флеров Г. Н., Спонтанное деление ядер, «УФН», 1961, т. 73, в. 4, с. 655; X а л л е р н И., Деление ядер, пер. с англ., М., 1962; О б у х о в А. И., П е р ф и л о в Н. А., Деление ядер, «УФН», 1967, т. 92, в. 4; Струтинский В. М., Деление ядер, «Природа», 1976, №9; Л и х м а н Р. Б., Деление ядра, в кн.: Физика атомного ядра и плазмы, пер. с англ., М., 1974; Фриш О., У и л е р Дж., Открытие деления ядер, «УФН», 1968, т. 96, в. 4.

ДЕЛЯЩИЕСЯ ИЗОМЕРЫ, изомерные состояния ядер (см. Изомерия атом­ных ядер) с высокой вероятностью спонтанного деления ядер. Известно ок. 30 ядер (изотопы U, Pu, Am, Cm, Bk), для к-рых вероятность спон­танного деления в изомерном состоя­нии больше, чем в основном, примерно в 10²⁶ раз. Очевидно, форма ядра в таком состоянии более вытянута, чем в основном. Совр. рабочая модель Д. и. основывается на идее двугорбого барьера деления (рис.).

 

 

Рис. Двугорбый потенц. барьер деления в случае спонтанного деления из изомерного состояния. По оси абсцисс отложена степень отклонения ядра от сферич. формы (степень вытянутости).

 

Нижнее состо­яние во второй потенц. яме на барье­ре деления должно быть изомерным. Эл.-магн. переходы из этого состояния в основное, лежащее в первой яме, сильно подавлены из-за барьера, разделяющего обе ямы. В то же время барьер деления для изомерных состояний мал, и это объясняет высо­кую вероятность деления изомеров.

ДЕМБЕРА ЭФФЕКТ, возникновение электрич. поля и эдс в однородном полупроводнике при его неравномер­ном освещении. В частности, эдс возникает между освещаемой и не­освещаемой поверхностями ПП при сильном поглощении света в нём (диффузионная фотоэдс). Открыт нем. физиком X. Дембером (Н. Dember; 1931); теория разработана Я. И. Френкелем (1933), нем. физи­ком X. Фрёлихом (1935), Л. Д. Лан­дау и Е. М. Лифшицем (1936). При неравномерном освещении в ПП воз­никают градиент концентрации и, сле­довательно, диффузия неравновесных эл-нов и дырок от освещаемого уча­стка в сторону неосвещаемого. Т. к. коэфф. диффузии эл-нов и дырок раз­личны, то в образце появляется элект­рич. поле. Эдс Дембера (U), напр. в ПП n-типа при сильном освещении, равна:

где D_э и D_д — коэфф. диффузии эл-нов и дырок, m_э и m_д — их подвижности, d — толщина образца, о — уд. элек­тропроводность.

Фотоэдс Д. э. мала и практич. при­менения не имеет.

• См.  лит.   при  ст.   Фотоэдс.

ДЕМОДУЛЯЦИЯ СВЕТА,     то    же, что детектирование света.

ДЕПОЛЯРИЗАЦИЯ СВЕТА, умень­шение степени поляризации света. Д. с. наблюдается при многих оптич. явлениях, напр. при рассеянии света в мутной среде или на матовой поверхности. При мол. рас­сеянии поляризов. света Д. с. зависит от анизотропии молекул в-ва. Д. с. поляризов. люминесценции р-ров про­исходит в результате вращения моле­кул за время жизни возбужденного состояния (вращательная Д. с.) или вследствие передачи энер­гии возбуждения от возбуждённых молекул к невозбуждённым (к о н ц е н т р а ц и о н н а я Д. с.). Д. с.— одно из проявлений магнитооптич. Ханле эффекта.

Искусств. уменьшение (подавление) степени поляризации как мешающего фактора при оптич. исследованиях также наз. Д. с. При этом световой пучок, как правило, не перестаёт быть поляризованным (получить естествен­ный свет из поляризованного практи­чески невозможно), но меняет состоя­ние поляризации во времени, по сече­нию пучка или по спектру т. о., что степень поляризации пучка значитель­но уменьшается.

• См. лит.   при ст.  Поляризация света.

ДЕСОРБЦИЯ (от лат. de — при­ставка, означающая удаление, и sorbeo — поглощаю), удаление адсорби­рованного в-ва с поверхности адсор­бента; процесс, обратный адсорбции. Происходит при уменьшении концентрации адсорбирующегося в-ва в среде, окружающей адсорбент, а также при повышении темп-ры. Скорость Д.

148

 

 

(кол-во молекул, покидающих поверх­ность адсорбента в секунду, отнесённое к её площади) зависит от темп-ры, дав­ления, а также природы и особенностей структуры адсорбирующей поверхно­сти. Д. применяется для извлечения из адсорбентов поглощённых ими га­зов или растворённых в-в, а также для исследования поверхностей.

ДЕТАЛЬНОГО РАВНОВЕСИЯ ПРИН­ЦИП, общее положение статисти­ческой физики, согласно к-рому лю­бой микропроцесс в равновесной си­стеме протекает с той же скоростью, что и обратный ему.

Когда система, состоящая из боль­шого числа ч-ц, находится в равно­весии, постоянными во времени ос­таются лишь физ. величины, относя­щиеся к системе в целом (т. н. термодинамич. величины). В то же время составляющие систему отд. микроча­стицы меняют своё состояние: в рав­новесной системе происходят столк­новения ч-ц, могут протекать хим. реакции и т. п. Чтобы равновесие системы сохранялось, наряду с лю­бым микропроцессом должен осуще­ствляться и обратный ему. Д. р. п. утверждает, что скорость любого мик­ропроцесса в состоянии равновесия совпадает со скоростью обратного ему процесса. Скорость при этом тракту­ется статистически: как среднее по большому числу одинаковых микро­процессов. В квант. теории Д. р. п. состоит в равенстве вероятностей пря­мого и обратного процессов. Этими процессами могут быть квантовые переходы, реакции между элем. ч-цами и т. п.

Д. р. п., связывая хар-ки прямого и обратного процессов, имеет важное прикладное значение. В нек-рых слу­чаях наблюдать один из этих процес­сов значительно легче, чем другой. Напр., легко измерить вероятность фотоионизации атома. Скорости этого процесса и обратного ему процесса рекомбинации легко выразить через соответствующие вероятности процес­сов. Таким образом, Д. р. п. позво­ляет вычислить вероятность рекомби­нации. Д. р. п. находит применение в физ. и хим. кинетике.

ДЕТЕКТИРОВАНИЕ (демодуляция) (от лат. detectio — открытие, обна­ружение), преобразование электрич. колебаний, в результате к-рого полу­чаются колебания более низкой ча­стоты (или пост. ток). В радиотехнике Д.— выделение НЧ модулирующего сигнала из модулиров. ВЧ колебаний (см. Модуляция колебаний). Д. приме­няется в радиоприёмном устройстве для получения колебаний звук. ча­стоты, сигналов изображений в теле­видении и т. д. В большинстве слу­чаев Д. осуществляют с помощью устройств с нелинейной проводимо­стью (диодов, электронных ламп, тран­зисторов и т. д.).

ДЕТЕКТИРОВАНИЕ СВЕТА (демо­дуляция света), преобразование моду­лиров. колебаний поля оптич. частоты

(10¹³—10¹⁵ Гц) с целью выявления за­кона модуляции интенсивности поля, его частоты или фазы (см. Модуляция света). Д. с. основано на нелинейной (чаще всего квадратичной) зависи­мости фототока приёмника (фотоэле­мента) от напряжённости Е электрич. поля световой волны. Вопрос о воз­можности Д. с. впервые возник в связи с исследованием дублетов в тонкой структуре ат. спектров. Любая модуляция (амплитудная, частот­ная, фазовая) световой волны ведёт к изменению спектр. состава первона­чально монохроматич. излучения. И

Рис. 1. Принципиальная схема устройства для детектирования света.

 

наоборот, наличие дублетов в спектре можно рассматривать как результат модуляции. Поэтому демодуляц. ана­лиз был применён для обнаружения дублетного расщепления. Схема соот­ветствующего устройства приведена на рис. 1 и является оптич. аналогом радиоприёмника. Монохроматор, вы­деляющий исследуемый дублет, играет роль резонансного контура, а фото­элемент — роль демодулятора.

Электрич. поле каждой линии дуб­лета может быть представлено в виде

E(t)=A(t)cos[wt-j(t)],        (1)

где А (t) и j(t) — ф-ции, изменяющие­ся со временем t медленно по сравне­нию с оптич. частотой w спектр. ли­нии. Результирующее поле дублета с частотами w₁ и w₂ на фотоэлементе имеет вид:

Ток фотоэлемента, усреднённый за время, малое по сравнению с периодом биений t=1/(w₁-w₂), но большее по сравнению с периодом T=1/w, изменяется по закону:

Если А, j, w₁, и w₂ не зависят от времени, то спектры Е(t) и Е²(t) име­ют вид, изображённый на рис. 2. Спектр Е²(t) состоит из пост. состав­ляющей (0=0 и разностной частоты W=|w₁-w₂|. Т. к. каждая линия дуб­лета имеет спектр, ширину Dw, то реальные спектры Е(t) и E²(t) имеют вид, изображённый на рис. 3. Макси­мум в спектре E²(t) лежит вблизи раз­ностной частоты W и имеет ширину порядка ширины компонентов дуб­лета.

Для обнаружения дублетного рас­щепления посредством анализа спект­ра демодулиров. колебания необходим колебат. контур с добротностью Q=|w₁-w₂|/Dw. При Dw~10⁹с^-1 даже

весьма плохой контур (с Q»10) поз­воляет обнаружить дублетное расщеп­ление |w₁-w₂|=10¹⁰c^-1. В то же время для обнаружения такого дублетного расщепления обычными оптич. спектр. приборами необходимо, чтобы они

имели разрешение R=w₁/Dw³10⁶  (w₁»10¹⁵ с^-1), что практически не дости­гается даже в лучших спектр. прибо­рах. Демодуляц. анализ имеет осо­бенно важное значение при анализе спектра излучения газовых лазеров, у к-рых значения Dw и |w₁-w₂| лежат в диапазоне Dw»10⁴ с^-1 и |w₁-w₂|»10⁶ с^-1.

Рис. 2. Спектры Е(t) и Е²(t) в случае не за­висящих от времени A, j, w₁ и w₂.

Рис. 3. Реальные спектры. Е (t) и E²(t) для дублета.

 

Высокая степень когерентности, на­правленности и монохроматичности лазерного излучения позволяет ис­пользовать также для демодуляц. ана­лиза т. н. супергетеродинный метод, где в кач-ве гетеродина применяется лазер. По гетеродинной схеме можно определить закон изменения частоты или фазы исследуемого излучения, что используется при т. н. доплеровском лоцировании объектов, позволяющем определять их скорости. В этом слу­чае принимаемым сигналом явл. из­лучение лазера, отражённое от дви­жущегося объекта. Частота этого из­лучения сдвинута относительно ча­стоты лазера-гетеродина на величину, пропорц. скорости объекта (Доплера эффект). Существ. развитие этот ме­тод получает при определении ско­рости сверхмедленно движущихся объ­ектов, напр. ледников или континен­тальных плит земной коры.

• Горелик Г. С. Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Белоусова И. М. [и др.], Исследование динамики движения ледников с помощью лазера, «Доклады АН СССР», 1971, т. 199, № 5.

О. Б. Данилов.

ДЕТЕКТОРЫ частиц, приборы и устройства для регистрации элем. ч-ц (протонов, нейтронов, эл-нов, мезо­нов и т. д.), ат. ядер (дейтронов, a-частиц и др.), а также рентгеновских

149

 

 

л g-квантов. Различают электрон­ные Д., вырабатывающие электрич. импульс, когда в объем Д. попадает ч-ца или квант. и трековые Д., позволяющие не только зарегистри­ровать факт и момент прохождения ч-цы, но и воспроизвести её траекто­рию (трек).

Важнейшие характеристики детек­торов: 1) эффективность — вероят­ность регистрации ч-цы при попадании её в рабочий объём Д.; 2) пространств. разрешение — точность, с к-рой Д. способен локализовать положение ч-цы в пр-ве; 3) временное разреше­ние (разрешающее время) — мин. интервал времени между прохожде­нием двух ч-ц через Д., когда они регистрируются порознь, т. е. сигналы Д. не накладываются друг на друга; 4) мёртвое время (время вос­становления) — время, за к-рое Д., зарегистрировавший одну ч-цу, успе­вает вернуться в исходное состояние и быть готовым для регистрации след. ч-цы. 

характеристики различных детекторов

Частицы, прошедшие через Д. за это время, не регистрируются. Время нечувствительности явл. ме­рой инерционности Д. Оно ограничи­вает макс. интенсивность излучения, к-рое может регистрировать Д. (см. табл.).

Ионизационные детекторы состав­ляют наиб. обширную группу элект­ронных Д. Их действие основано на ионизации атомов и молекул, вызывае­мой регистрируемой ч-цей. Если ч-ца не имеет электрич. заряда (нейтроны, g-кванты), то ионизацию могут вызы­вать вторичные заряж. ч-цы (протоны отдачи, эл-ны и позитроны). Один из первых Д., применявшихся англ. фи­зиком Э. Резерфордом,— ионизационная камера. Это — камера, заполненная газом с электродами, на к-рые подаётся напряжение. Заряж. ч-ца, проходя через камеру, ионизует газ; образующиеся ионы и эл-ны собира­ются на электродах, создавая в цепи

камеры ток. Ионизац. камеры приме­няются для регистрации как отд. ч-ц (импульс тока), так и для измерения их интегр. потоков. Т. к. время собира­ния на электрод эл-нов в 10³—10⁴ раз меньше, чем время собирания ионов, то при регистрации отд. ч-ц для получе­ния высокого временного разрешения используется, как правило, только электронный компонент сигнала. Вре­менное разрешение определяется по­движностью эл-нов и составляет 10^-6 с. Пространств. разрешение определя­ется геом. размерами камеры. Иони­зац. камеры применяются до сих пор, в частности в дозиметрии. Они про­сты, имеют высокую эффективность регистрации, позволяют оценивать энергию ч-цы (выходной сигнал пропорц. энергии, затраченной ч-цей на ионизацию) и т. п.; однако их вре­менное разрешение невелико и амп­литуда электрич. сигнала мала, что приводит к необходимости усиления сигнала и делает аппаратуру чувстви­тельной к помехам и шумам.

 

Рис. 1. Зависимость амплитуды импульсов, вырабатываемых иони­зац. детектором, от напряжения V на элект­родах в случае про­хождения через детек­тор быстрой косм. ч-цы, образующей 10—20 пар ионов, и a-частицы, создающей 10⁵ пар ионов.

 

Недостатки ионизац. камеры в зна­чит. степени устранены в пропорцио­нальном счётчике, где эл-ны, образо­ванные заряж. ч-цей, двигаясь к ано­ду, приобретают энергию, достаточ­ную для вторичной ионизации. В ре­зультате на анод приходит электрон­ная лавина, амплитуда сигнала ве­лика и в ряде случаев (напр., при ре­гистрации ex-частиц) не требуется уси­ления. В пропорц. счётчике сигнал, так же как и в ионизац. камере, про­порц. энергии ч-цы, затраченной на ионизацию (рис. 1). Гл. недостатки: сильная зависимость амплитуды им­пульса от состава газовой смеси и приложенного напряжения и недо­статочно высокое временное разреше­ние (~10^-7 с). В связи с появлением ЭВМ пропорц. счётчики получили вто­рое рождение в виде пропорцио­нальных камер, к-рые пред­ставляют собой совокупность большего числа (~10³—10⁴) пропорц. счётчиков в одном объёме.

Если увеличивать напряжение на электродах пропорц. счётчика, то, начиная с нек-рого напряжения, все импульсы, какими бы ч-цами они ни были вызваны, становятся одинако­выми по величине и продолжают рас­ти с увеличением напряжения. Это т. н. область Гейгера, а Д. наз. счёт­чиками Гейгера (см. Гейгера счётчик). Счётчики Гейгера имеют высокую эф­фективность и большую амплитуду сигнала. Недостатки: невысокое вре­менное разрешение (10^-6 с), большое время восстановления (10^-4—10^-3 с), а также невозможность измерять энер­гию ч-цы.

Ионизац. Д. сыграли фундам. роль на раннем этапе развития яд. физики. Они применялись для регистрации

радиоакт. излучений от слабых естеств. радиоакт. источников (a-, b-частицы, g-лучи, см. Радиоактивность) и космических лучей. С появлением уско­рителей, создающих интенсивные пуч­ки заряж. ч-ц (10⁶ —10⁷ частиц/с) высоких энергий, ионизац. Д. оказа­лись слишком медленными и были вытеснены сцинтилляционными счёт­чиками и черенковскими счётчиками. Появившись в экспериментах на уско­рителях, эти Д. оказались удобными и при исследовании космических лу­чей и др.

Сцинтилляционные детекторы состо­ят из сцинтиллятора, в к-ром заряж. ч-ца создаёт световую вспышку, и одно­го или нескольких ФЭУ, регистри­рующих эту вспышку. Высокое вре­менное разрешение сцинтилляц. счёт­чика ~10^-9 с; большая амплитуда сигнала на выходе ФЭУ и малое время восстановления ~10^-8 с обеспечили ему широкое применение. Пространств. разрешение определяется размерами сцинтиллятора. Существуют огром­ные сцинтилляц. Д., размер к-рых порядка неск. м³. Дальнейшее разви­тие этих Д. связано с разработкой более быстрых ФЭУ и сцинтилляторов (пластмасс) с более короткими вре­менами высвечивания.

150

 

 

Черенковские счётчики. Заряж. ч-ца, двигаясь в в-ве (радиаторе) со ско­ростью, превышающей фазовую ско­рость света в данной среде, излучает свет, коррелированный с направле­нием движения (см. Черенкова — Вавилова излучение). Общее кол-во све­та, к-рое попадает на фотокатод в черенковском счётчике, как правило, в неск. десятков раз меньше, чем в сцинтилляц. Д., но всё же достаточно для регистрации прошедших через радиатор ч-ц. Т. к. испускание света в этих Д. возможно только для ч-ц, скорость к-рых больше фазовой скорости света в данной среде, то они используются для выделения ч-ц за­данной скорости (пороговые Д.) и определения скорости ч-цы по углу раствора конуса излучения. Приме­нение спец. оптич. систем позволяет сделать черенковские счётчики чув­ствительными к нек-рому интервалу скоростей регистрируемых ч-ц (д и ф ф е р е н ц и а л ь н ы е Д.). Т. к. излучение света в счётчиках Черен­кова происходит мгновенно, то их разрешающее время достигает 10^-9 с. Для регистрации заряж. ч-ц с энерги­ей ~ 10¹¹ —10¹² эВ используются Д., в к-рых вспышки света возникают при прохождении регистрируемой ч-цы че­рез границу двух сред с резко раз­личными св-вами (обычно газ — тв. тело, см. Переходное излучение). Интенсивность света, излучаемого при этом, пропорц. энергии ч-цы, но зна­чительно меньше, чем в случае черенковского излучения. Поэтому Д. на переходном излучении делают мно­гослойными, они содержат сотни слоев газ — тв. в-во.

Полупроводниковые детекторы по принципу работы аналогичны иони­зационным с тем преимуществом для быстрых ч-ц, что в нём используется тв. среда с более высокой тормозной способностью. Разрешающее время ПП Д. мало (~ 10^-9 с). ПП Д. обладают высокой надёжностью, могут рабо­тать в магн. полях. Осн. недостаток, ограничивающий их применение, не­большие размеры (£10 см², см. Полу­проводниковый детектор).

Для работы всех импульсных Д. (включая диэлектрический детектор и кристаллический счётчик), регистри­рующих отд. ч-цы, большое значение имеет электронная регистрирующая аппаратура. Она явл. по существу частью Д., к-рый можно рассматри­вать как датчик сигнала. Помимо усиления амплитуды сигнала и преоб­разования электрич. сигналов, эта ап­паратура выполняет ряд логич. опе­раций, необходимых для изучения разл. яд. процессов (см. Ядерная элект­роника, Совпадений метод).

Трековые детекторы обладают высо­ким пространств. разрешением. Вре­менное же разрешение их либо не очень высоко, либо практически от­сутствует. Этот недостаток они ком­пенсируют чрезвычайно полной и де­тальной картиной «события», к-рое

может быть элем. актом вз-ствия ч-цы с веществом, распадом ч-цы и т. д.

Простейшими трековыми Д. явл. ядерные фотографические эмульсии. Прохождение заряж. ч-цы в эмульсии вызывает ионизацию, приводящую к образованию центров скрытого изоб­ражения. После проявления следы заряж. ч-ц предстают в виде цепочки зёрен металлич. серебра. Благодаря малому размеру зёрен можно полу­чить высокое пространств. разреше­ние, а детальное изучение структуры следа позволяет определить массу, заряд и энергию ч-ц. По трекам иногда можно восстановить всю историю ч-ц от их «рождения» до распада, акта вз-ствия или остановки. В эмульсии были открыты и изучены мн. элем. ч-цы. Гл. недостатки: сложность про­цедуры поиска и обмера событий, огра­ниченный набор ядер-мишеней, с к-рыми взаимодействуют изучаемые ч-цы, трудности при обработке треков ч-ц высоких энергий.

Классическим трековым Д., к-рый сыграл большую роль в изучении ра­диоактивности и косм. лучей, явл. Вильсона камера и её разновидность — диффузионная камера. След ионизи­рующей ч-цы, попавшей в камеру, наполненную газом и пересыщенными парами спирта или воды, становится видимым благодаря возникновению вокруг образованных ею ионов капе­лек конденсиров. пара. Для регист­рации треков камеру Вильсона в нуж­ный момент освещают импульсным источником света и фотографируют (стереоскопически). Помещая камеру Вильсона в магн. поле, можно по кри­визне треков определить импульс ч-цы и знак её электрич. заряда. Раз­новидностью камеры Вильсона явл. диффузионная камера. В дальнейшем камеры Вильсона в экспериментах были вытеснены пузырьковыми и ис­кровыми камерами.

Пузырьковая камера — один из осн. трековых Д. в экспериментах на уско­рителях. Если привести жидкость в перегретое состояние, то она нек-рое время не вскипает. Когда через такую перегретую жидкость пролетает иони­зирующая ч-ца, то начинается вски­пание. Пока пузырьки пара не успели вырасти до больших размеров, их можно осветить и сфотографировать. Измерение кривизны треков заряж. ч-ц в магн. поле, как и в камерах Вильсона, позволяет измерить импульс и знак заряда ч-цы. Гл. достоинства пузырьковых камер: высокая эффек­тивность при регистрации практически любого числа заряж. ч-ц, появляющих­ся в одном акте вз-ствия, высокая точ­ность при измерении углов и импуль­сов ч-ц, а для камер с тяжёлыми жид­костями — высокая конверсионная способность к g-квантам (см. Конвер­сия внутренняя). Недостаток — огра­ниченное число исследуемых ч-ц, к-рые одновременно можно пропустить через камеру, т. к. при большом их числе на одной фотографии возникают

сложности обработки каждого отд. события.

Искровые камеры появились в кон. 50-х гг. Заряж. ч-ца ионизует газ, и вдоль траектории ч-цы в момент её прохождения образуется колонка из эл-нов и ионов. Если после прохожде­ния ч-цы через время £1 мкс на элект­роды камеры подать достаточно высо­кое напряжение, то между ними произойдёт искровой пробой именно в том месте, где проходила ч-ца. Искро­вые камеры обладают пространств. разрешением пузырьковых камер и в то же время позволяют работать в пучках в ~10⁵ раз более интенсивных, причём можно регистрировать не все ч-цы, а выборочно. Простейший спо­соб регистрации искр — фотографи­рование. Однако в связи с внедрением ЭВМ появились т. н. бесфильмовые искровые камеры. В них координаты искр записываются в память ЭВМ, где сразу же подвергаются матем. об­работке.

Траектория ч-цы может быть заре­гистрирована с помощью системы импульсных Д., образующих телескоп

Рис. 2. Прохож­дение быстрой ч-цы через две группы импульс­ных детекторов (каждый квад­рат — детектор), расположенные поперёк траекто­рии ч-ц (годоскопы) и образующие телескоп счётчи­ков.

 

счётчиков. По номерам счётчиков, давших сигнал о прохождении ч-цы, можно определить её траекторию. Точность измерений определяется ве­личиной зачернённого угла (рис. 2). Помещая их в магн. поле, можно измерять импульсы заряж. ч-ц и их знак. Следы тяжёлых заряж. ч-ц, образующихся, напр., при делении атомного ядра, можно обнаруживать с помощью нек-рых кристаллов.

См. также Дозиметрические прибо­ры и Калориметр ионизационный.

• Экспериментальная ядерная физика, пер. с англ., т. 1, М., 1955; В е к с л е р В., Грошев Л., Исаев Б., Ионизацион­ные методы исследования излучений, М.— Л., 1949; Ритсон Д., Эксперименталь­ные методы в физике высоких энергий, пер. с англ., М.,1964; Калашникова В. И., К о з о д а е в М. С., Детекторы элементар­ных частиц, М., 1966; Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия, пер. с англ., М., 1969; Прин­ципы и методы регистрации элементарных частиц, пер. с англ., М., 1963; Прайс В., Регистрация ядерного излучения, пер. с англ., М., 1960. В. С. Кафтанов.

ДЕТОНАЦИЯ (франц. detoner — взры­ваться, от лат. detono — гремлю), процесс хим. превращения взрывча­того в-ва (ВВ), сопровождающийся выделением теплоты и распространяю­щийся с пост. скоростью, превышаю­щей скорость звука в данном в-ве.

151

 

 

 

В отличие от горения, где распростра­нение пламени обусловлено медленны­ми процессами диффузии и теплопро­водности, Д. представляет собой комп­лекс мощной ударной волны и следую­щей за её фронтом зоны хим. превра­щения в-ва (детонационная волна). Ударная волна (рис. 1) сжимает и на­гревает ВВ, вызывая в нём хим. реак­цию, продукты к-рой сильно расши­ряются — происходит взрыв. С другой стороны, энергия, выделяющаяся в результате хим. реакции, поддержи­вает ударную волну, не давая ей зату­хать.

Рис. 1. Распределе­ние давления р в детонац. волне (х — пространств. ко­ордината): 1 — зо­на исходного в-ва: 2 — фронт волны; 3 — зона хим. реакции; 4 — зона продуктов де­тонации; р₀ — нач. давление.

 

Скорость детонац. волн постоян­на для каждого ВВ, принимается в кач-ве его хар-ки и достигает 1—3 км/с в газовых смесях и 8—9 км/с в конден­сированных ВВ; давление на фронте ударной волны составляет ~1 — 5 МПа (~10 — 50 атм) и ~10 ГПа (~10⁵ атм) соответственно.

Гидродинамич. теория Д. позволяет рассчитать значение её скорости и распределение давления, плотности и темп-ры в детонац. волне на основе законов сохранения массы, импульса и энергии, ур-ния состояния в-ва, а также требования равенства скоро­сти детонац. вол­ны относительно продуктов реак­ции и скорости звука в них.

На рис. 2 адиа­бата А В отвечает ударной волне, бе­гущей в газе (р — давление, V — объём) и не вызываю­щей хим. реакции; CD — адиабата, построенная в предположении, что хим. реакция завершилась. При Д. сначала происходит ударный переход 1—2 (адиабатический процесс), затем хим. реакция переводит в-во из со­стояния 2 в состояние 3 по прямой, касающейся адиабаты CD. Дальней­шее расширение в-ва идёт по адиабате CD. Скорость v газовой Д. выража­ется через тепловой эффект q реакции (на 1 г в-ва) и показатель адиабаты g :

v=Ö(2q(g²-1)).

Кроме рассмотренной классич. Д. интенсивно исследуются т. н. спино­вая Д., характеризующаяся движени­ем детонац. волны по спирали, Д. в гетерогенных системах, малоскорост­ная Д.

Устойчивый процесс Д. не всегда возможен. Так, Д. не может распро­страняться в цилиндрич. заряде ма­лого диаметра (в-во разлетается через

Рис. 2.

боковую поверхность, что вызывает прекращение хим. реакции) или при концентрациях ВВ ниже или выше нек-рых предельных значений, зави­сящих от давления и темп-ры.

Д. создаётся в ВВ интенсивным механнч. или тепловым воздействием (удар, искра) и служит для возбуж­дения взрыва с помощью детонаторов. Во мн. случаях (напр., при горении топливной смеси в двигателях внутр. сгорания) Д. недопустима, поэтому подбираются определ. условия её сго­рания, исключающие Д.

• См. лит. при ст. Взрыв.

Б. В. Новожилов.

ДЕФЕКТ МАСС, разность d между суммой масс нуклонов (нейтронов и протонов), составляющих атомное ядро, и массой ядра М: d=ZM_p+(A-Z)M_n-M. Здесь Z — число про­тонов в ядре, А — массовое число яд­ра, М_р и М_n — массы протона и нейт­рона. Д. м. выражается в ат. едини­цах массы и равен (с обратным зна­ком) энергии связи нуклонов в ядре. Чем больше Д. м., тем выше энергия связи и тем устойчивее ядро (см. Ядро атомное).

ДЕФЕКТОН, квазичастица, описыва­ющая поведение дефектов в кванто­вых кристаллах.

ДЕФЕКТЫ кристаллической решёт­ки (от лат. defectus — недостаток, изъян), любое отклонение от её иде­ального периодич. ат. строения. Д. могут быть либо атомарного масшта­ба, либо макроскопич. размеров. Об­разуются в процессе кристаллизации, под влиянием тепловых, механич. и электрич. воздействий, а также при облучении нейтронами, эл-нами, рентг. лучами, УФ излучением (см. Радиа­ционные дефекты), при введении при­месей и т. п. Различают точечные Д., ли­нейные Д., Д., образующие в кристал­ле поверхности, и объёмные Д. Про­стейшим точечным Д. явл. вакансия — узел крист. решётки, в к-ром отсут­ствует атом. В кристаллах могут присутствовать чужеродные атомы или ионы, замещая осн. ч-цы, образующие кристалл (примесные), или внедряясь менаду ними (междоузлия). Точечными Д. явл. также собств. атомы или ионы, сместившиеся из норм. положений (междоузельные атомы), а также цент­ры окраски — комбинации вакансий с электронами проводимости или с дырками и др. В ионных кристаллах точечные Д. возникают парами. Две вакансии противоположного знака образуют т. н. дефект Шотки. Пара, состоящая из междоузельного иона и оставленной им вакансии, наз. дефек­том Френкеля.

Если один из атомов кристалла сместится из своего положения под ударом налетевшей ч-цы, вызванной облучением, он может в свою очередь сместить соседний атом и т. д. В ре­зультате смещённым может оказаться ряд атомов. Одномерное сгущение в расположении атомов или ионов, со­держащее атом или ион на отд. участ­ке ряда, наз. краудионом. Эстафетная передача импульса налетевшей ч-цы ионам или атомам кристалла с фокусировкой импульса вдоль плотно упакованных ат. рядов описывается квазичастицей, наз. фокусоном. При росте кристаллов и в процессе пластич. деформации в кристаллах могут возникать линейные Д., наз. дислокациями. Поверхностными Д. с разной ориентацией явл. границы меж­ду разориентированными участками кристалла, в частности границы двой­ников (см. Двойникование), Д. упа­ковки, границы сегнетоэлектрич. и магн. доменов, антифазные границы в сплавах, границы включений и др. Многие из поверхностных Д. представ­ляют собой ряды и сетки дислокаций. К объёмным Д. относятся: скопления вакансий, образующие поры и кана­лы; включение посторонней фазы, пу­зырьки газов, пузырьки маточного р-ра; скопления примесей на дисло­кациях и в зонах роста.

Д. в кристаллах вызывают упругие искажения структуры, обусловли­вающие появление внутр. механич. напряжений. Д. влияют на спектры поглощения и люминесценции, на рас­сеяние света в кристалле и т. д. Они изменяют электропроводность, тепло­проводность, сегнетоэлектрич. и магн. св-ва и т. п. Дислокации определяют пластичность кристаллов и явл. ме­стами скопления примесей. Объёмные Д. также снижают пластичность, влияют на прочность, электрич. и магн. св-ва кристалла.

Все перечисленные Д. часто наз. статическими. Отклонения от перио­дичности, связанные с тепловыми коле­баниями ч-ц, составляющих кристалл, наз. динамич. Д. (см. Колебания кри­сталлической решётки).

• Вакансии и другие точечные дефекты в ме­таллах и сплавах, М., 1961; Г е г у з и н Я. Е., Макроскопические дефекты в металлах, М., 1962; Современная кристал­лография, т. 2, М., 1979; Сиротин Ю. И., Шаскольская М. П., Основы крис­таллофизики, М., 1975; Лейбфрид Г., Б р о й е р Н., Точечные дефекты в металлах, пер. с англ., М., 1981; Вавилов В. С., К и в А. Е., Н и я з о в а О. Р., Механизмы образования и миграции дефектов в полупро­водниках, М., 1981. М. В. Классен-Неклюдова, А. А. Урусовская.

ДЕФОРМАЦИЯ (от лат. deformatio — искажение), изменение конфигурации к.-л. объекта, возникающее в резуль­тате внеш. воздействий или внутр. сил. Д. могут испытывать тв. тела (крист., аморфные, органич. происхождения), жидкости, газы, поля физические, жи­вые организмы и др.

ДЕФОРМАЦИЯ механическая, изме­нение взаимного расположения мно­жества ч-ц матер. среды (твёрдой, жидкой, газообразной), к-рое приво­дит к изменению формы и размеров тела или его частей и вызывает изме­нение сил вз-ствия между ч-цами, т. е. возникновение напряжений. Дефор­мируемыми явл. все в-ва. Д. может быть следствием теплового расшире­ния, воздействия магн. или электрич. полей, а также внешних механиче­ских сил.

152

 

 

В тв. телах Д. наз. упругой, если она исчезает после снятия на­грузки, и пластической, если она после снятия нагрузки не исчеза­ет; если она исчезает неполностью, то Д. наз. упругопластической. Если величина Д. явно зависит от времени, напр. возрастает при неизменной нагрузке (см. Ползучесть материалов), но обратима, она наз. вязкоупругой. Все реальные тв. тела даже при малых Д. в большей или меньшей степени обладают пластич. св-вами. При нек-рых условиях пластич. св-вами тел можно пренеб­речь, как это делается в упругости теории. Тв. тело с достаточной точно­стью можно считать упругим, т. е. не обнаруживающим заметных пластич. Д., пока нагрузка не превысит нек-рого предела (предела упругости). Природа пластич. Д. может быть раз­личной в зависимости от темп-ры, про­должительности действия нагрузки или скорости Д.

Количественные хар-ки Д. входят в ур-ния, описывающие термомеханич. св-ва вещества, и в расчёты течений жидкости и газов, прочност­ных параметров конструкций и соору­жений, технол. процессов обработки давлением и т. п. Наиболее просто Д. тела описывается, когда изменение формы и размеров любых двух одина­ковых элементов (напр., кубиков, мыс­ленно вырезанных из тела) одинаково. Напр., при гидростатич. Д., к-рая возникает в теле при равномерном всестороннем сжатии, все линейные размеры любого элемента тела умень­шаются в одинаковое число раз, т. е. Д. тела определяется относит. изме­нением объёма любой его части, в т. ч. и тела в целом. В нек-рых других слу­чаях Д. разл. элементов тела неоди­накова, но можно выделить характер­ную Д., определяющую тип Д. тела в целом. Так, при кручении стержня характерной Д. явл. взаимный пово­рот двух поперечных сечений, при из­гибе бруса — кривизна изогнутой оси. Эти суммарные Д. порождаются не­однородными полями Д. множества элементов объёма.

Простейшими элем. Д. являются относит. удлинение и сдвиг. Отно­сительным удлинением e стержня или матер. волокна среды длины l₀ наз. отношение изменения длины l-l₀ к первонач. длине: e=(l-l₀)/l₀. Сдвигом наз. изме­нение угла между элем. волокнами, исходящими из одной точки и обра­зующими прямой угол до Д.

Для описания Д. тела произвольной формы вводится количеств. мера Д. бесконечно малой окрестности к.-л. точки. Считается, что Д. окрестности точки определена, если известны отно­сит. удлинения бесчисленного множе­ства элементарных (бесконечно ма­лых) волокон, содержащих рассмат­риваемую точку, и изменения углов между ними. Д. наз. малой, если относит. удлинения и сдвиги значительно меньше единицы. Относит. уд­линения элем. волокон, содержащих нек-рую точку М и направленных до Д. параллельно координатным осям прямоуг. системы Ox₁x₂x₃, при малой Д. обозначаются e₁₁, e₂₂, e₃₃, а сдви­ги между ними — 2e₁₂, 2e₂₃, 2e₃₃, при­чём e₁₂=e₂₁, e₂₃=e₃₂, e₃₁=e₁₃. Шесть величин e₁₁, e₂₂, e₃₃, e₁₂, e₂₃, e₃₁ обра­зуют тензор Д. в точке М. Относит. удлинение и поворот любого элем. волокна, содержащего точку М, вы­числяются по значениям e_ij. Т. о., тензор Д. полностью определяет де­формированное состояние тела, к-рое наз. однородным, если e_ij одинаковы во всех точках тела.

Относит. изменение объёма окрест­ности точки q=e₁₁+e₂₂+e₃₃. Величи­на e=q/3 наз. средней (гидроста­тической) Д. В каждой точке среды существуют три таких взаимно пер­пендикулярных волокна, что углы между ними при Д. остаются прямыми (сдвиги равны нулю). Относит. удли­нения волокон e₁, e₂, e₃ наз. глав­ными удлинениями или главными Д., а их направления — главными осями Д. в точке.

Компоненты тензора малой Д. вы­ражаются через перемещения точек u₁, u₂, u₃ в направлениях коорди­натных осей ф-лами:

Количеств. мера конечной (боль­шой) Д. определяется изменениями хар-к геометрии системы координат­ных линий, к-рые как бы вморожены в среду и деформируются вместе с ней. см. также Девиатор деформации и Интенсивность деформации.

Измерения Д. (механич., электрич., магнитные и др.) основаны на прямом или косвенном измерении расстояний между фиксиров. точками тела или порождаемых Д. эффектов (оптич., пьезоэлектрических и др.).

• Ильюшин А. А., Механика сплошной среды, 2 изд., М., 1978; И л ь ю ш и н А. А., Ленский В. С., Сопротивление материа­лов, М., 1959; Седов Л. И., Механика сплошной среды, 3 изд., М., 1976.

В. С. Ленский.

ДЕ ХААЗА — ВАН АЛЬФЕНА ЭФ­ФЕКТ, осциллирующая зависимость магнитной восприимчивости c мно­гих металлов от напряжённости магн. поля Н (точнее, от 1/Н), наблюдаемая при темп-pax, близких к абс. нулю (рис.);

открыт голл. физиками В. де Хаазом (W. de Haas) и П. ван Альфеном (P. van Alphen) в 1930. Природа Де X.— ван А. э. та же, что и в случае Шубникоеа — де Хааза эффекта. Пе­риод осцилляции связан с площадью экстремальных (по проекции квазиим­пульса на Н) сечений Ферми поверхности, поэтому исследование Де X.— ван А. э. позволяет получить инфор­мацию о её форме,

•  см.  при ст.   Металлы,   Твёрдое тело.

ДЕЦИ... (от лат. decem — десять), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наименова­ния дольной единицы, равной ¹/₁₀ от исходной. Обозначения: д, d. Напр., 1 дг (дециграмм)=0,1 г.

ДЕЦИБЕЛ (дБ, dB), дольная ед. от бела — ед. логарифмич. относит. вели­чины; 1 дБ=0,1 Б. В акустике — ед. уровня звук. давления; 1 дБ — уро­вень звук. давления р, для к-рого вы­полняется соотношение 201g(p/p₀)=1, где p₀ — пороговое звук. дав­ление, принимаемое равным 2 •10^-5 Па.

ДЖОЗЕФСОНА ЭФФЕКТ, протека­ние сверхпроводящего тока через тон­кий слой диэлектрика, разделяющий два сверхпроводника (т. н. контакт Джозефсона); предсказан на основе теории сверхпроводимости англ. фи­зиком Б. Джозефсоном (В. Josephson) [1962, Нобелевская премия (1973)], экспериментально обнаружен в 1963. Эл-ны проводимости проходят через диэлектрик (обычно плёнку окиси ме­талла толщиной ~10Å=10^{-9 м) благо­даря туннельному эффекту. Если ток через контакт Джозефсона не превы­шает определ. значения, наз. критич. током контакта, то падение напряже­ния на контакте отсутствует (т. н. стационарный Д. э.). Если же через контакт пропускать ток, больший критического, то на контакте возникает падение напряжения, и кон­такт излучает эл.-магн. волны (нестационарный Д. э.). Излу­чать эл.-магн. волны может только перем. ток — именно такой ток течёт сквозь контакт Джозефсона при постоянном падении напряжения} V на контакте. Частота излучения nсвязана с V соотношением n=2eV/h, где е — заряд эл-на. Излучение обус­ловлено тем, что объединённые в пары эл-ны, создающие сверхпроводящий ток, при переходе через контакт при­обретают избыточную по отношению к осн. состоянию сверхпроводника энер­гию 2eV. Единств. возможность для пары эл-нов вернуться в осн. состоя­ние — это излучить квант эл.-магн. энергии hn=2eV. Д. э. указывает на существование в сверхпроводниках электронной упорядоченности — фа­зовой когерентности: в осн. состоя­нии все электронные пары (Куперов-

153

 

ские пары, см. Купера эффект) име­ют одинаковую фазу j, характери­зующую их волновую функцию y= |y|e^ij. Контакту Джозефсона соот­ветствует определ. разность фаз j*=j₁-j₂, где j₁ и j₂ — значения фазы волн. функции для сверхпровод­ников, разделённых контактом. Со­гласно квант. механике, при наличии разности фаз j* через контакт дол­жен течь ток, плотность к-рого j=j₀sinj*. Эксперим. обнаружение этого тока доказывает, что в природе суще­ствуют макроскопич. явления, непо­средственно определяемые фазой волн. функции.

Аналогичный эффект наблюдается, когда сверхпроводники соединены тонкой перемычкой (мостиком или точечным контактом), а также если между ними находится тонкий слой металла в норм. состоянии или полу­проводника. Такие системы вместе с контактами Джозефсона наз. сла­босвязанными сверхпро­водниками. На основе Д. э. соз­даны сверхпроводящие интерферо­метры, содержащие параллельно включённые слабые связи между сверх­проводниками. Результирующий ток, текущий через эти слабые связи, I=I₁sinj*₁+I₂sinj*₂, где j₁* и j*₂ — разности фаз на первом и втором кон­тактах Джозефсона. Происходит свое­образная интерференция сверхпроводящих токов через слабые связи. При этом критич. ток оказывается периодически зависящим от потока внеш. магн. поля (с периодом, равным кванту потока Ф₀), что позволяет использовать такое устройство для чрезвычайно точного измерения сла­бых магн. полей (до 10^-18 Тл; такие магнитометры наз. сквидами), ма­лых токов (до 10^-10 А) и напряжений (до 10^-15 В). Слабосвязанные сверх­проводники могут быть также ис­пользованы в кач-ве быстродействую­щих элементов логич. устройств ЭВМ, параметрич. преобразователей, чувствит. детекторов СВЧ, усилителей и др. электронных приборов.

• Лангенберг Д. Н., С к а л а п и н о Д. Ж., Тейлор Б. Н., Эффекты Джозефсона, пер. с англ., «УФН», 1967, т. 91, в. 2, с. 317; Кулик И. О., Я н с о в И. К., Эффект Джозефсона в сверхпроводящих тун­нельных структурах, М., 1970; Лиха­рев К. К., У л ь р и х Б. Т., Системы с джозефсоновскими контактами, М., 1978.

Л. Г. Асламазов.

ДЖОРДЖИ СИСТЕМА ЕДИНИЦ, наз­вание, установленное Междунар. электротехн. комиссией (1958) для системы ед. электрич. и магн. величин, в ос­нову к-рой положены четыре ед.: метр, килограмм, секунда и ампер. Названа в честь итал. учёного Дж. Джорджи (G. Giorgi), впервые пред­ложившего эту систему в 1901. Другое наименование этой системы — МКСА система единиц.

ДЖОУЛЬ (Дж, J), единица СИ рабо­ты, энергии и кол-ва теплоты. Названа в честь англ. физика Дж. П. Джоу­ля (J. P. Joule). 1 Дж равен работе силы 1 Н при перемещении точки приложения силы на расстояние 1 м в направлении действия силы. 1 Дж=1Н•м=10⁷ эрг=0,2388 кал.

ДЖОУЛЯ ЗАКОН, закон, согласно к-рому внутр. энергия определ. мас­сы идеального газа не зависит от его объёма, а зависит только от темп-ры. Д. з. следует из представлений кинетич. теории об идеальном газе: вз-ствие между молекулами отсутствует (потенц. энергия вз-ствия равна нулю), поэтому изменение расстояний между ними (изменение объёма) не изменяет внутр. энергии. Назван в честь Дж. П. Джоуля.

ДЖОУЛЯ — ЛЕНЦА ЗАКОН, опре­деляет кол-во теплоты Q, выделяю­щееся в проводнике с сопротивлением Л за время t при прохождении через него тока I: Q=aI²Rt. Коэфф. про­порциональности а зависит от выбора ед. измерений: если I измеряется в амперах, R—в омах, t — в секундах, то при а=0,239 Q выражается в ка­лориях, а при а=1 — в джоулях. Д.— Л. з. установлен в 1841 Дж. П. Джоулем и подтверждён в 1842 точными опытами Э. X. Ленца.

ДЖОУЛЯ — ТОМСОНА ЭФФЕКТ, изменение темп-ры газа в результате адиабатич. дросселирования — медл. протекания газа под действием пост. перепада давления сквозь дроссель — местное препятствие газовому потоку (напр., пористую перегородку, распо­ложенную на пути потока).

Д.— Т. э. был обнаружен и иссле­дован англ. учёными Дж. П. Джоу­лем и У. Томсоном (Кельвином) в 1852—62. В опытах Джоуля и Томсона измерялась темп-pa в двух последоват. сечениях непрерывного и ста­ционарного потока газа (до дросселя и за ним). Вследствие значит. трения газа в дросселе (мелкопористой проб­ке из ваты) скорость газового потока была очень малой и кинетич. энергия потока при дросселировании практи­чески не изменялась. Благодаря низ­кой теплопроводности стенок трубы и дросселя теплообмен между газом и внеш. средой отсутствовал. При пере­паде давления на дросселе Dр=р₁-p₂, равном атм. давлению, изме­ренная разность темп-р DT=T₂-T₁ для воздуха составила -0,25°С (опыт проводился при комнатной темп-ре). Для СО₂ и Н₂ в тех же условиях DT оказалась соотв. равной -1,25 и +0,02°С. Д.— Т. э. принято назы­вать положительным, если газ в процессе дросселирования охлаж­дается (DT<0), и отрицательным, если газ нагревается (DT>0).

Согласно молекулярно-кинетич. тео­рии строения в-ва, Д.—Т. э. свиде­тельствует о наличии в газе сил межмол. вз-ствия (обнаружение этих сил и было целью опытов Джоуля и Томсона). Действительно, при взаимном притяжении молекул внутренняя энергия (U) газа включает как кинетич. энергию молекул, так и потенц. энергию их вз-ствия. Расширение газа в условиях энергетич. изоляции не меняет его внутр. энергии, но приво­дит к росту потенц. энергии вз-ствия молекул (поскольку расстояния между ними увеличиваются) за счёт кинетич. энергии. В результате замедления теп­лового движения молекул темп-ра расширяющегося газа понижается. Реальные процессы сложнее, т. к. газ не изолирован энергетически от внеш. среды. Он совершает внеш. работу (последующие порции газа теснят предыдущие), а над самим газом совер­шают работу силы внеш. давления (поддерживающие стационарность по­тока). Это учитывается при составле­нии энергетич. баланса в опытах Джоуля — Томсона. Работа продавливания через дроссель порции газа, занимающего до дросселя объём У], равна p₁V₁. Эта же порция газа, зани­мающая за дросселем объём V₂, со­вершает работу p₂V₂. Проделанная над газом результирующая внеш. ра­бота A=p₁V₁-р₂V₂ в адиабатич. условиях может пойти только на изме­нение его внутр. энергии: U₂-U₁=p₁V₁-p₂V₂. Из этого соотношения следует, что U₁+p₁V₁=U₂+p₂V₂=h, где h — энтальпия газа (при адиаба­тич. дросселировании энтальпия газа сохраняется). Отсюда, зная ур-ние состояния газа и выражение для U, можно найти DT.

Величина и знак Д.— Т. э. опре­деляются соотношением между рабо­той газа и работой сил внеш. давления, а также св-вами самого газа, в част­ности размером его молекул и их вз-ствием. Для идеального газа, мо­лекулы к-рого рассматриваются как материальные точки, не взаимодейст­вующие между собой, Д.— Т. э. ра­вен нулю.

В зависимости от условий дроссе­лирования один и тот же газ может как нагреваться, так и охлаждаться.

Кривая инверсии азо­та. В пределах кри­вой эффект Джоу­ля — Томсона поло­жителен (DT<0), вне кривой — отрицате­лен (DT>0). Для то­чек на самой кривой эффект равен нулю.

 

Темп-pa Т_i, при к-рой (для данного давления) разность DT, проходя че­рез нулевое значение, меняет свой знак, наз. температурой ин­версии Д.— Т. э. Типичная кри­вая зависимости темп-ры инверсии от давления (кривая инверсии) показана на рисунке. Кривая инверсии разде­ляет совокупность состояний газа (на рисунке — азота) на такие совокуп­ности, при переходе между к-рыми он охлаждается, и на такие, между к-ры­ми он нагревается. Значение верх­них температур инверсии

(T_{i  макс})

154

 

 

при  р®0 для   ряда   газов   приведе­ны   ниже:

Д.— Т. э., характеризуемый ма­лыми изменениями темп-ры DT при малых перепадах давления Dр, наз. дифференциальным. В слу­чае дифф. Д.— Т. э.

где c_p — теплоёмкость газа при пост. давлении. При больших перепадах давления на дросселе темп-pa газа может изменяться значительно. Напр., при дросселировании от 200 до 1 атм и нач. темп-ре 17°С воздух охлаждает­ся на 35°С. Этот интегральный Д.— Т. э. положен в основу многих техн. способов сжижения газов.

• Леонтович М. А., Введение в тер­модинамику, 2 изд., М.—Л., 1952; Лан­дау Л. Д., Ахиезер А. И., Л и ф ш и ц Е. М., Курс общей физики. Механи­ка и молекулярная физика, М., 1965.

И. А. Яковлев.

ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ, совокуп­ность методов определения параметров ионизов. газа. К определяемым пара­метрам плазмы относятся плотность n, электронная Т_е и ионная T_i темп-ры, интенсивность излучения, электрич. и магн. поля и др. Понятие «тем­пература» обычно используется ус­ловно, т. к. распределение ч-ц по энергиям в лаб. и косм. плазме редко бывает максвелловским. В таких случаях речь идёт о кинетич. темп-ре, т. е. о ср. энергии ч-ц.

Методы Д. п. делятся на активные и пассивные. Пассивные ме­тоды (напр., измерение собств. излу­чения плазмы) не оказывают влияния на исследуемый объект. К ним отно­сятся спектроскопич. методы, а также фотографирование и измерения эл.-магн. волн в широком диапазоне (тормозное излучение, циклотронное излучение и др.). В активных методах плазма непосредственно во­влекается в процесс измерения, и это может внести искажения в её состоя­ние. Активные методы тем не менее используются наряду с пассивными, расширяя диапазон определяемых параметров. Наиболее распростране­ны след. активные методы Д. п.: зондирование плазмы электрич. и магн. зондами, СВЧ излучением, пучками заряж. и нейтр. ч-ц (корпускулярная Д. п.). Корпускулярная Д. п. может быть и пассивным методом, если ис­следуются св-ва ч-ц, выходящих из объёма изучаемой плазмы.

Зонды вводятся внутрь плазмы для измерения её локальных параметров. Электрическим (ленгмюровским) зондом измеряют ток на него в зависимости от потен­циала зонда относительно плазмы. Ток насыщения позволяет определить плотность плазмы, а форма хар-ки при малых потенциалах даёт элект­ронную темп-ру Т_е. Эти зонды находят широкое применение при иссле­дованиях холодной незамагниченной лаб. плазмы и космической плазмы. Применение зондов при исследованиях горячей плазмы ограничено вследст­вие загрязнений, вносимых материа­лом зонда, а также вследствие труд­ностей анализа измерений при на­личии сильных магн. полей.

Для измерений магн. полей ис­пользуются магнитные зон­ды — соленоиды разл. размеров, вво­димые в плазму. Такой зонд регист­рирует дH/дt, а для получения напря­жённости магн. поля Н сигнал с зонда интегрируется. В косм. плазме магн. поля измеряются феррозондами и кван­товыми магнетометрами, а также по вращению плоскости поляризации (Фарадея эффект).

Активная корпускулярная Д. п. (зондирование нейтр. атомами и бы­стрыми заряж. ч-цами) позволяет по­лучать данные о её плотности, темп-ре и полях. При прохождении пучка эл-нов через плазму с сильно изменяю­щимися полями он отклоняется за счёт поперечной составляющей элект­рич. поля. Регистрируя величины от­клонения от первонач. направления, можно оценить усреднённое вдоль пучка значение электрич. поля. Для плазмы, находящейся в сильном магн. поле, эфф. зондирование осуществ­ляется потоком быстрых нейтр. атомов. Каждый атом зондирующего пучка, потерявший эл-н вследствие перезаряд­ки или ионизации электронным уда­ром, отклоняется магн. полем и не попадает на регистратор. По наблю­даемому ослаблению пучка можно по­лучить информацию об усреднённых вдоль его траектории n и Т'_е.

Зондирование плазмы СВЧ излучением явл. одним из удобных методов определения n_е (особенно для косм. плазмы). Он осно­ван на зависимости диэлектрической проницаемости e плазмы от её плот­ности: e=1-w²_p/w², где w_р — плаз­менная частота. Каждому значению w_p соответствует определ. критич. электронная плотность

n_крит=m_ew²_p/4pe²,

где m_e — масса электрона. Если частота падающей эл.-магн. волны w>w_p, сигнал проходит через плаз­му, при w£w_p плазма отражает волны. Этот метод широко использу­ется для зондирования ионосферы, а также при исследовании лаб. плазмы. Однако этот т. н. метод «отсечки» сигнала требует изменения частоты генератора в широких пределах и не позволяет вести наблюдение за плаз­мой с быстроменяющимися парамет­рами. Поэтому более широкое приме­нение в исследованиях лаб. плазмы, особенно нестационарной, находят интерферометрические методы, основанные на зависимо­сти разности фаз между опорным излучением и излучением, прошедшим через плазму, от плотности плазмы.

При плотностях плазмы n£10¹⁴ см^-3 используют интерферометры в СВЧ диапазоне, а при n³10¹⁷ см^-3 при­годны только оптические интерферо­метры. Наибольшая чувствительность достигнута на интерферометре Фабри — Перо, работающем в ИК диапазоне. Приборы с широким углом зрения поз­воляют получить мгновенную про­странств. картину распределения плот­ности плазмы. При n³10¹⁵ см^-3 удобно использовать голографич. ин­терферометрию (см. Голография). Из­мерение циклотронного излучения плазмы, позволяющее определить её плотность, находит особенно широкое применение в исследованиях косм. плазмы (регистрация излучений Солн­ца и др. звёзд).

Спектроскопическая Д. п. явл. другим важнейшим методом исследования косм. и лаб. плазмы. Каждый из спектроскопич. методов пригоден лишь в очень ограниченной области параметров плазмы. Анализ непрерывного спектра излучения плаз­мы позволяет определить Т_е и n_е. Ширина и форма наблюдаемых спектр. линий могут дать информацию о темп-ре газа (по Доплера эффекту), о плотно­сти заряж. ч-ц (по Штарка эффекту), о магн. полях (по Зеемана эффекту и эффекту Фарадея). Вклад каждого из этих механизмов в наблюдаемый контур линии можно выделить даже в тех случаях, когда их влияние соизмеримо. Эффект Штарка сильнее всего влияет на далёкие «крылья» спектр. линии, эффект Доплера — на центральную её часть, а зеемановские компоненты легко выделить, исследуя поляризацию. Анализ кон­туров линий излучения высокоионизов. атомов позволяет получить ион­ную темп-ру t_i горячей плазмы. От­ношение интенсивностей спектр. ли­ний даёт возможность в ряде случаев определить Т_е. При данной Т_е в плазме существуют в осн. ионы с опре­дел. зарядом, поэтому уже только идентификация наиб. ярких спектр. линий позволяет грубо определить электронную темп-ру. При Т_е³ кэВ осн. информацию о ней несут линии рентг. спектра. Измерение рентг. тор­мозного излучения плазмы позволяет определить n и Т_е. Сплошной рентг. спектр излучения успешно регистри­руется в лаборатории только для плазмы высокой плотности (n³10¹⁷ см^-3); при низкой плотности плазмы рентг. излучение возникает в осн. из-за попадания ч-ц на стенки камеры. Спектроскопич. измерения в радиодиапазоне позволяют определять уровень электромагнитных шумов в плазме.

Лазерная Д. п. Анализ рас­сеянного на свободно движущихся эл-нах эл.-магн. излучения стал воз­можным только благодаря появлению и развитию лазеров большой мощности.

155

 

 

При небольшой плотности плазмы ин­тенсивность рассеянного излучения пропорц. плотности. Контур линии рассеянного света определяется эф­фектом Доплера, причём, т. к. рас­сеяние происходит на эл-нах, а не на ионах, ширины спектр. линий состав­ляют сотни А. В плотной плазме воз­никает рассеяние на флуктуациях плотности зарядов, и линия рассеян­ного излучения имеет в центре до­вольно острый пик, близкий по форме ионному доплеровскому.

Кроме осн. максимума, соответст­вующего частоте падающего излуче­ния, наблюдаются максимумы ком­бинационного рассеяния на шумах плазмы, позволяющие получить ин­формацию об уровне её турбулентно­сти. По положению комбинац. мак­симумов, отвечающих ленгмюровским плазменным частотам w_р, определяют плотность плазмы. Сложность этих исследований заключается в том, что при малых плотностях (n£10¹² см^-3) трудно выделить сигнал на фоне излучения, рассеянного на деталях установки, а при n ~ 10¹⁷ см^-3 силь­ный фон создаёт собственное излуче­ние плазмы.

Пассивная корпуску­лярная Д. п. применяет электрич. и магн. анализаторы (см. Масс-спектроскопия) и калориметрич. методы из­мерения для ч-ц, выходящих из объё­ма изучаемой плазмы. Трудности вы­ведения ч-ц из плазмы, находящейся в сильном магн. поле, делают предпо­чтительным анализ быстрых нейтр. атомов, возникших в плазме за счёт перезарядки. Такие атомы ионизу­ются затем в потоке эл-нов или при «обдирке» на газовых мишенях (либо на тонких фольгах) и далее анализи­руются по энергиям. При высоких темп-pax, когда в плазме возникают термоядерные реакции D+D и D+T, измерения потоков и распределения по энергиям продуктов яд. реакций, в частности нейтронов, позволяют определять t_i и нек-рые др. параметры плазмы.

Фотографирование плазмы в разл. спектр. диапазонах позволяет грубо оценить пространств. распреде­ление n и T_e. Особенно полезны фо­тографии плазмы с помощью камеры-обскуры в мягком рентг. излучении. Сверхскоростная фотография позво­ляет понять динамику развития неустойчивостей и получить информацию о хар-ре вз-ствия плазмы с магн. полем.

• Диагностика плазмы. Сб. статей, под ред. С. Ю. Лукьянова, М., 1973; Подгор­ный И. М., Лекции по диагностике плаз­мы, М., 1968; Диагностика плазмы, под ред. Р. Хаддлстоуна и С. Леонарда, пер. с англ., М., 1967; Кузнецов Э. И., Щеглов Д. А., Методы диагностики вы­сокотемпературной плазмы, М., 1974; Г о л а н т В. Е., Сверхвысокочастотные ме­тоды исследования плазмы, М., 1968.

И. М. Подгорный.

ДИАГРАММА НАПРАВЛЕННОСТИ антенны, зависимость от направления напряжённости поля или мощности, излучаемой передающей антенной, или эдс, либо токов, индуцируемых в при­ёмной антенне. См. Антенна.

ДИАГРАММА СОСТОЯНИЯ (диаграм­ма равновесия, фазовая диаграмма), геом. изображение равновесных со­стояний термодинамич. системы при разных значениях параметров, опре­деляющих эти состояния: темп-ры Т, давления р, состава системы (концент­раций компонентов x_i), мольного объё­ма v, напряжённостей электрич. и магн. полей и др. Д. с. даёт информа­цию о фазовом составе системы в зависимости от Т, р, х; и др. пара­метров. В простейшем случае, когда система состоит только из одного компонента, Д. с. представляет собой трёхмерную пространств. фигуру, по­строенную в трёх прямоуг. координат­ных осях, по к-рым откладывают зна­чения Т, р и v (или др. параметров).

Обычно рассматривают проекции трёх­мерной Д. с. на одну из координатных плоскостей (чаще на плоскость р, Т', рис.). Любая точка Д. с. (ф и г у р а т и в н а я  т о ч к а) изображает равновесное состояние в-ва при дан­ных значениях р и Т. Точка О (трой­ная точка) соответствует равновесию трёх фаз в-ва: твёрдой, жидкой и газообразной. В точке О пересекаются три кривые: ОА (кривая в о з г о н к и, или сублимации), каждая точка к-рой соответствует равновесию тв. и газообразной фаз в-ва; ОК (кривая испарения) — жидкой и газо­образной фазам; кривая плавле­ния 0В (или ОB') — тв. и жидкой фазам (OS для в-в, у к-рых темп-ра плавления Т_пл растёт с давлением, OB' для в-в с уменьшающейся Т_пл с ростом р). Эти кривые делят плос­кость Д. с. на области существования каждой из трёх фаз: твёрдой (S), жидкой (L) и газообразной (G). В точ­ке K — критической точке исчезает различие между св-вами жидкости и газа. Согласно Гиббса правилу фаз, точке О соответствует безвариантное равновесие, точкам на кривых ОА, ОВ (ОB') и ОК — моновариантное равновесие, а точкам в каждой из областей S, L и G — дивариантное (двухвариантное) равновесие. При существовании у в-ва полиморфных модификаций Д. с. усложняется (чис­ло тройных точек равно числу поли­морфных превращений, см. Полимор­физм).

Для построения Д. с. используют дан­ные термич. анализа,   рентгеновского

структурного анализа, оптич. и элект­ронной микроскопии, нейтроногра­фии, дилатометрии, измерений твёр­дости и др. методов.

• Аносов В. Я., Краткое введение в физико-химический анализ, М., 1959; В о л А. Е., Строение и свойства двойных ме­таллических систем, т. 1—2, М., 1959—62; В о л А. Е., К а г а н И. К., Строение и свойства двойных металлических систем, т. 3, М., 1976; П е т р о в Д. А., Тройные системы, М., 1953; Воловик Б. Е., За­харов М. В., Тройные и четверные си­стемы, М., 1948; П а л а т н и к Л. С., Л а н д а у А. И., Фазовые равновесия в многокомпонентных системах, Хар., 1961.

ДИАМАГНЕТИЗМ [от греч. dia -приставка, означающая здесь расхож­дение (силовых линий), и магнетизм], свойство в-ва намагничиваться на­встречу направлению действующего на него внеш. магн. поля. Д. свойствен всем в-вам. При внесении тела в магн. поле в электронной оболочке каждого его атома, в силу закона эл.-магн. индукции, возникают индуцирован­ные круговые токи, т. е. добавочное круговое движение эл-нов. Эти токи создают в каждом атоме индуцирован­ный магнитный момент, направлен­ный, согласно Ленца правилу, проти­воположно внеш. магн. полю (неза­висимо от того, имелся ли у атома собств. магн. момент или нет и как он был ориентирован).

Намагниченность, связанная с Д., обычно невелика; она значительно меньше, чем обусловленная ферро­магнетизмом, антиферромагнетизмом или электронным парамагнетизмом. У чисто диамагнитных в-в (диамагнетиков) электронные оболочки атомов (молекул) не обладают пост. магн. моментом. Магн. моменты эл-нов в таких атомах в отсутствии внеш. магн. поля взаимно скомпенсированы. В частности, это имеет место в атомах, ионах и молекулах с целиком запол­ненными электронными оболочками, напр. в атомах инертных газов, в мо­лекулах водорода, азота. Удлинён­ный образец диамагнетика в строго однородном магнитном поле ориенти­руется перпендикулярно к силовым линиям поля. Из неоднородного маг­нитного поля он выталкивается в на­правлении уменьшения напряжённости поля.

Индуцированный магн. момент М, приобретаемый единицей объёма диамагн. тела, пропорционален напря­жённости внеш. поля Н, т.е. М=cН. Коэфф. c наз. магнитной восприим­чивостью и имеет отрицат. знак (т. к. М и Н направлены навстречу друг другу). Обычно для диамагнетиков рассматривают восприимчивость 1 моля в-ва (молярную восприимчивость) c, она мала (~10^-6).

В изолиров. атомах токи, создаю­щие Д., имеют простой хар-р. Вся со­вокупность эл-нов изолиров. атома приобретает под действием внеш. магн. поля Н синхронное вращат. движение вокруг оси, проходящей через центр атома параллельно направлению H. Это вращение эл-нов атома наз. Лармора прецессией. Вклад каждого эл-на

156

 

 

в диамагн. восприимчивость c_e изоли­ров.   атома   равен:

тде е — заряд эл-на, m — его масса покоя, с — скорость света в вакууме, r² — ср. квадрат расстояния эл-на от ядра атома. Из (1) видно, что наиболь­ший вклад в диамагн. восприимчи­вость c дают наиб. удалённые от ядра эл-ны. Если пренебречь влиянием близ­ких к ядру эл-нов, то r² можно рас­сматривать как значение ср. квадрата радиуса внеш. оболочки атома r². Т. о., зная, напр., диамагн. воспри­имчивость 1 моля в-ва и число n_e эл-нов в его внеш. оболочке, можно при помощи ур-ния (1) прибл. опре­делить размеры атомов и ионов:

r=Ör²=0,598•10^-5 Öc/n_e. (2) Так, для гелия │c│=1,9•10^-6, n_е=2 и r=0,58•10^-6, что близко к значе­ниям, найденным др. методами. Вы­ражение (1) позволяет теоретически рассчитать диамагн. восприимчивость совокупности изолиров. атомов (напр., одного моля в-ва), если известно число зл-нов в атомах и пространственное их распределение.

При темп-pax, недостаточных для возбуждения более высоких энергетич. уровней атомов, Д. практиче­ски постоянен (не зависит от темп-ры).

Если атомы не изолированы друг от друга и сильно взаимодействуют между собой, напр. в молекулах или кристаллах, то электронные оболочки в таких атомах деформируются и наблюдаемый Д. оказывается меньше, чем у изолиров. атомов.

Однако межат. связь не всегда проявляется только в уменьшении Д. В нек-рых случаях валентные эл-ны при образовании молекулы или кри­сталла приобретают возможность пе­ремещаться от одного атома к другому. Этой особенностью обладают, напр., молекулы ароматич. в-в, в к-рых име­ются замкнутые кольца из атомов (напр., бензольное кольцо). В этих молекулах под действием внеш. магн. поля возникают замкнутые электрич. токи по периферии колец. Поскольку магн. момент индуцированного коль­цевого тока направлен перпендикуляр­но плоскости кольца, то диамагн. восприимчивость ароматич. молекулы оказывается наибольшей, если внеш. поле направлено перпендикулярно к плоскости кольца, и наименьшей, если оно параллельно этой плоскости:

В металлах и ПП под воздействием внеш. магн. поля эл-ны проводимости начинают двигаться по спиральным

квантованным орбитам, что также вы­зывает небольшой Д. (см. Ландау диа­магнетизм). В нек-рых в-вах, где эти орбиты охватывают много атомов, диа­магнетизм Ландау особенно велик, напр, в висмуте и графите c достигает— (200—300) •10^-6. В графите, кристал­лизующемся в виде гексагональных призм, свободное движение эл-нов происходит гл. обр. в плоскостях, параллельных плоскости основания призмы. Поэтому диамагн. восприим­чивость графита оказывается очень большой (-260•10^-6) в направлении оси призмы и крайне малой (-6•10^-6) в направлениях, параллельных основанию призмы.

Во всех рассмотренных случаях диа­магн. восприимчивость не зависит от напряжённости поля. Однако при очень низких темп-pax в металлах и ПП наблюдается периодическое (осцилляционное) изменение восприимчиво­сти при плавном увеличении напря­жённости поля (см. Де Хааза — ван Альфена эффект).

Наибольшее по абс. величине зна­чение диамагн. восприимчивости име­ют сверхпроводники. Для них c=- 1/(4p), а магнитная индукция рав­на нулю, т. е. магн. поле не проникает в сверхпроводник. Д. сверхпроводни­ков обусловлен не внутриатомными, а макроскопическими поверхностными токами.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Дорфман Я. Г., Магнитные свой­ства и строение вещества, М., 1955, гл. 2; Киттель Ч., Введение в физику твер­дого тела, пер. с англ., М., 1978.

Я. Г. Дорфман.

ДИАМАГНЕТИЗМ ПЛАЗМЫ, свой­ство, характеризующее её магнитную восприимчивость, способность плазмы при помещении её в магн. поле намаг­ничиваться навстречу направлению внеш. поля (см. Диамагнетизм). Этот эффект обусловлен движением эл-нов и ионов плазмы по винтовым (ларморовским) траекториям, что эквива­лентно круговому току, создающему поле, противоположное внешнему, но меньшее по величине, так что в итоге поле внутри плазмы уменьшается. Если равновесная плазма удержива­ется стенками камеры, то появляются токи и Д. п. отсутствует; Д. п. прояв­ляется лишь при отсутствии стенок (в космосе) либо при магн. удержании плазмы. Следствием Д. п. явл. тен­денция к выталкиванию сгустков плазмы из области сильного магн. поля в области с более слабым магн. полем. Примерами этого можно счи­тать плазменный «солнечный ветер» (см. Космическая плазма) и т. н. гидромагн. плазменные неустойчивости в термояд. магнитных ловушках.

• См. лит. при ст. Плазма.

Б. А. Трубников.

ДИАМАГНЕТИК, вещество, намагни­чивающееся во внеш. магн. поле напря­жённостью Н в направлении, противо­положном направлению Н. В отсут­ствии внеш. магн. поля Д. немагни­тен. Под действием внеш. магн. поля каждый атом Д. приобретает магнитный момент (а каждый моль в-ва — суммарный момент М), пропорциональ­ный напряжённости поля Н и направ­ленный навстречу полю (см. Диамаг­нетизм). Поэтому магнитная вос­приимчивость Д. c=M/H всегда отрицательна. По абс. величине к мала и слабо зависит как от напря­жённости магн. поля, так и от темп-ры.

К Д. относятся инертные газы, N₂, Н₂, Si, Р, Bi, Zn, Cu, Au, Ag, ряд др. элементов, а также многие органич. и неорганич. соединения (см. табл., где c — восприимчивость од­ного моля).

ДИАСКОПИЧЕСКАЯ ПРОЕКЦИЯ (от греч. dia — через, сквозь и skopeo — смотрю), разновидность оптич. проекции, при к-рой оптич. оси осве­тит. системы и объектива совпадают. В Д. п. изображение формируется светом, проходящим сквозь объект (если объект непрозрачен, получается теневое изображение), в отличие от э п и с к о п и ч е с к о й  п р о е к ц и и, где изображение формируется светом, отражённым от объекта. Д. п. применяется в фотоувеличителях, диа- и кинопроекторах, микроскопах и пр. Яркость изображения при Д. п. может быть существенно выше, чем при эпископич. проекции при равных свето­силе оптич. системы и яркости источ­ника, т. к. потери света при Д. п. значительно меньше.

• М а р т и н Л., Техническая оптика, пер. с англ., М., 1960.

А. П. Гагарин.

ДИАФРАГМА (от греч. diaphragma — перегородка) в оптике, непрозрачная преграда, ограничивающая попереч­ное сечение световых пучков в оп­тич. системах (в телескопах, микро­скопах, фотоаппаратах и т. п.). Роль Д. часто играют оправы линз, призм, зеркал и др. оптич. деталей, зрачок глаза, границы освещённого предмета, в спектроскопах — щели. Размеры и положение Д. определяют освещён­ность и кач-во изображения, глубину резкости (глубину изображаемого про­странства) и разрешающую способ­ность оптической системы, поле зрения.

Д., наиболее сильно ограничиваю­щая световой пучок, падающий на оптич. систему, наз. апертурной, или действующей. Изобра­жением апертурной Д. Q₁Q₂ (рис. 1) в предшествующей ей части оптич. си­стемы L₁ (в пр-ве предметов) явл. входной зрачок Р₁Р₂ системы; изображение Д. в последующей части

157

 

 

системы L₂ — выходной зра­чок Р'₁P'₂. Входной зрачок Р₁Р₂ ограничивает угол раствора пучков лучей, идущих от точки О объекта АВ; выходной зрачок Р'₁Р'₂ играет ту же роль для лучей, идущих от точки О' изображения объекта А'В'. С уве­личением апертурной Д. (апертуры)

Рис. 1.

 

растёт освещённость изображения. В фотогр. объективах для плавного изменения освещённости применяют т. н. ирисовую диафрагму.

Уменьшение действующего отвер­стия оптич. системы (диафрагмирование) улучшает кач-во изображения, т. к. при этом из пучка лучей устра­няются краевые лучи, на ходе к-рых в наибольшей степени сказываются аберрации. Диафрагмирование уве­личивает также глубину резкости. С другой стороны, уменьшение дей­ствующего отверстия снижает из-за дифракции света на краях Д. разре­шающую способ­ность оптич. систе­мы. В связи с этим апертура оптич. си­стемы должна иметь оптимальное значение. Другие Д., имеющиеся в оптич. системе, гл. обр. препятствуют прохождению через систему лучей от точек объекта, расположенных в сто­роне от главной оси оптич. системы. Наиболее эфф. в этом отношении Д. наз. Д. п о л я  з р е н и я. Она опре­деляет, какая часть пр-ва может быть изображена оптич. системой. Из цент­ра входного зрачка Р₁Р₂ Д. поля зре­ния L₁L₂ видна под наименьшим углом (рис. 2).

Рис. 2.

 

Д. поля зрения сильнее всего ограничивает лучи, идущие от уда­лённых от оси точек объекта АВ.

• см.   лит. при ст. Окуляр.

ДИАФРАГМА в электронной и ион­ной оптике, отверстие в проводящей пластинке; применяется для ограни­чения поперечного сечения и измене­ния угла раствора (апертуры) пучка заряж. ч-ц. Круглая Д., имеющая электрич. потенциал и помещённая во внеш. электрич. поле, представляет собой простейшую осесимметричную электростатич. линзу (см. Электрон­ные линзы). Если напряжённости поля по разные стороны пластинки вдали от отверстия равны соотв. Е₁ и Е₂, то фокусное расстояние f такой линзы приближённо равно: f=4j/(E₁-Е₂), где j — потенциал в центре Д. В за­висимости от знака f Д. играет роль собирающей или рассеивающей линзы.

Комбинации Д., имеющие разл. потенциалы, также явл. электроста­тич. линзами. См. также Электронная и ионная оптика.

ДИГИДРОФОСФАТ КАЛИЯ (KDP), синтетич. кристалл, КН₂РO₄, плотн. 2,38 г/см³ при 20°С, T_пл=252°С, мол. м. 136,09. Оптически прозрачен в об­ласти l от 0,25 до 1,7 мкм. Водораст­ворим и гигроскопичен. Сегнетоэлект­рик с точкой Кюри Т_C=-151°С; точечная группа симметрии выше точ­ки Кюри 4 2 m, ниже точки Кюри — mm2. Выражены пьезоэлектрич., электрооптич. и нелинейные оптич. св-ва, особенно вблизи Т_C. Кристаллы с за­мещением К на Rb или Cs и (или) Р на As химически изоморфны с KDP и имеют аналогичные симметричные и физ. св-ва. Исключение — CsH₂PO₄ (CDP). Это сегнетоэлектрик с точеч­ной симметрией 2/m и 2 (выше и ниже T_С=119°С). Кристаллы дигидрофосфата и дигидроарсената аммония (ADP и ADA) выше Т_C изоморфны с KDP, а ниже Т_C явл. антисегнетоэлектри­ками (точечная симметрия 222). У всех кристаллов группы KDP при за­мене Н на D наблюдается сильный сдвиг DT_С в сторону высоких темп-р (DT_С»100°С). В микроскопич. теории фазовых переходов типа порядок — беспорядок кристаллы KDP и ADP рассматриваются как модельные. Кри­сталлы группы KDP (кроме CsPO₄) используются в электрооптике (для модуляции добротности лазеров, уп­равления световыми пучками и т. д.) и в нелинейной оптике (для параметрич. генерации света, умножения ча­стоты света и т. д.).

Н. В. Переломова.

ДИЛАТОМЕТР (от лат. dilato — рас­ширяю и греч. metreo — измеряю), прибор, измеряющий изменение раз­меров тела, вызванное воздействием темп-ры, давления, электрич. и магн. полей, ионизирующих излучений и

Схема оптико-механич. дилато­метра: 1 — исследуемый обра­зец; 2 — шток; 3 — зажим; 4 — зеркало, прикреплённое к валику 5; 6 — магнит, притя­гивающий зажим; 7 — источник света; 8 — зрит. труба. При изменении размеров образца зажим опуска­ется (или поднимается) и поворачивает ва­лик с зеркалом. По величине угла, на к-рый нужно переместить зрит. трубу, чтобы уви­деть световой луч, можно определить изме­нение размеров тела.

 

др. факторов. В оптико-механических Д. (чувствительность ~10^-6—10^{-7 см) изменение размеров образца вызывает соответствующее смещение светового указателя (рис.). В ёмкостных Д. (чувствитель­ность ~10-9 см) изменение размеров образца изменяет ёмкость конденса­тора, к-рый служит датчиком. В}  и н д у к ц и о н н ы х Д. (чувствитель­ность ~10^{-9 см) при изменении размеров образца изменяется взаимное положение двух катушек индуктив­ности, а следовательно, их индук­тивность взаимная. В интерфе­ренционных Д. (чувствитель­ность ~10-8 см) исследуемый обра­зец помещают между двумя оптич. пластинами и получают интерференц. картину при освещении их монохроматич. светом; об изменении размеров образца судят по смещению интерфе­ренц. полос. В радиорезонан­сных Д. (чувствительность до 10-12 см) датчиком служит объёмный резонатор, стенки к-рого могут быть изготовлены из исследуемого материа­ла; об изменении размеров стенки ре­зонатора судят по изменению резонан­сной частоты. Изменение размеров образца может быть установлено с помощью методов рентгеновского стру­ктурного анализа по изменению пара­метров крист. решётки образца.}

Конструкции Д. обычно предусмат­ривают возможность изменения внеш. воздействий на образец. Особое вни­мание уделяют учёту расширения (сжа­тия) окружающих образец тел (пере­дающих звеньев Д. и др.).

Для жидких и газообразных в-в рассматривается только объёмное расширение, к-рое устанавливается с помощью калиброванного капилляра, сообщающихся сосудов, определения объёма жидкости, вытекающей из цели­ком заполненного резервуара при наг­ревании.

ДИЛАТОМЕТРИЯ, раздел физики и измерит. техники, изучающий зави­симость изменения размеров тела от воздействий внеш. условий: темп-ры, давления, электрич. и магн. полей, ионизирующих излучений и т. д. В ос­новном Д. изучает тепловое расшире­ние тел и его разл. аномалии (при фазовых переходах и др.). Приборы, применяемые в Д., наз. дилатомет­рами.

ДИНА (от греч. dynamis — сила) (дин, dyn), единица силы в СГС системе единиц.

1 дин=1 г•см/с²=10^-5 Н=1,02•10^-6 кгс.

ДИНАМИКА (от греч. dynamis — сила), раздел механики, посвящённый изучению движения матер. тел под действием приложенных к ним сил. В основе Д. лежат Ньютона законы механики, из к-рых получаются все ур-ния и теоремы, необходимые для решения задач Д.

Согласно первому закону (закону инерции), матер. точка, на к-рую не действуют силы, находится в состоя­нии покоя или равномерного прямоли­нейного движения по отношению к инерциальной системе отсчёта; из­менить это состояние может только действие силы. Второй закон, являю­щийся осн. законом Д., устанавли­вает, что при действии силы матер. точка (или поступательно движущееся тело) с массой т получает ускорение w, определяемое равенством

mw=F. (1)

158

 

 

Третьим законом явл. закон о равен­стве действия и противодействия. Ког­да к телу приложено неск. сил, F в ур-нии (1) означает их равнодействую­щую. Этот результат следует из за­кона независимости действия сил, сог­ласно к-рому при действии на тело неск. сил каждая из них сообщает телу такое же ускорение, какое она сообщила бы, если бы действовала одна.

В Д. рассматриваются два типа за­дач, решения к-рых для матер. точки (или поступательно движущегося тела) находятся с помощью ур-ния (1). Задачи первого типа состоят в том, чтобы, зная движение тела, опреде­лить действующие на него силы. Классич. примером решения такой задачи явл. открытие Ньютоном закона все­мирного тяготения: зная установлен­ные И. Кеплером на основании обра­ботки результатов наблюдений законы движения планет (см. Кеплера зако­ны), Ньютон показал, что это движе­ние происходит под действием силы, обратно пропорц. квадрату расстоя­ния между планетой и Солнцем. В тех­нике такие задачи возникают при опре­делении сил, с к-рыми движущиеся тела действуют на связи, т. е. другие тела, ограничивающие их движение (см. Связи механические), напр. при определении сил давления колёс на рельсы, а также при нахождении внутр. усилий в разл. деталях машин и ме­ханизмов, когда законы движения этих машин (механизмов) известны.

Задачи второго типа явл. в Д. основ­ными и состоят в том, чтобы по дей­ствующим на тело силам определить закон его движения. Для решения этих задач необходимо знать т. н. нач. условия, т. е. положение и ско­рость тела в момент начала его дви­жения под действием заданных сил. Примеры таких задач: по величине и направлению скорости снаряда в мо­мент его вылета из канала ствола (нач. скорость) и действующим на снаряд при его движении силе тяжести и силе сопротивления воздуха найти закон движения снаряда, в частности его траекторию, горизонтальную даль­ность полёта, время движения до цели; по известным скорости автомо­биля в момент начала торможения и силе торможения найти время движе­ния и путь до остановки; по силе упругости рессор и весу кузова вагона определить закон его колебаний.

Задачи Д. для тв. тела (при его непоступат. движении) и разл. механич. систем решаются с помощью ур-ний, к-рые получаются как след­ствия второго закона Д., применяе­мого к отд. ч-цам системы или тела; при этом ещё учитывается равенство сил вз-ствия между этими ч-цами (третий закон Д.). В частности, таким путём для тв. тела, вращающегося во­круг неподвижной оси г, получается ур-ние:

I_ze=M_z, (2)

где I_z — момент инерции тела относи­тельно оси вращения, e — угл. уско­рение тела, M_z — вращающий мо­мент, равный сумме моментов дейст­вующих сил относительно оси враще­ния. Если известен закон вращения, то ур-ние (2) позволяет найти вращаю­щий момент (задача первого типа); если же известны вращающий момент и нач. условия, т. е. нач. положение тела и нач. угл. скорость, то из ур-ния (2) можно найти закон вращения (за­дача второго типа).

При изучении движения механич. систем часто применяют т. н. общие теоремы Д., к-рые также могут быть получены как следствия второго и третьего законов Д. К ним относятся теоремы о движении центра масс (или центра инерции) и об изменении коли­чества движения, момента количеств движения и кинетич. энергии системы. Иной путь решения задач Д. связан с использованием вместо второго за­кона Д. принципов механики (см. Д'Аламбера принцип, Д'Аламбера — Лагранжа принцип, Вариационные принципы механики) и получаемых с их помощью ур-ний движения, в ча­стности Лагранжа уравнений механи­ки.

Ур-ние (1) и все следствия из него справедливы только при изучении движения по отношению к т. н. инерц. системе отсчёта, к-рой для движения внутри Солн. системы с высокой сте­пенью точности явл. звёздная система (система отсчёта с началом в центре Солнца и осями, направленными на удалённые звёзды), а при решении большинства инженерных задач — система отсчёта, связанная с Землёй. При изучении движения по отношению к неинерц. системам отсчёта, т. е. системам, связанным с ускоренно дви­жущимися или вращающимися тела­ми, ур-ние движения можно также составлять в виде (1), если к силе F прибавить т. н. переносную и Кориолиса силы инерции (см. Относитель­ное движение). Такие задачи возни­кают при изучении влияния вращения Земли на движение тел по отношению к земной поверхности, а также при изучении движения разл. приборов и устройств, установленных на дви­жущихся объектах (судах, самолётах, ракетах и др.).

Помимо общих методов изучения движения тел под действием сил, в Д. рассматриваются спец. задачи: тео­рия гироскопа, теория механич. коле­баний, теория устойчивости движе­ния, теория удара, механика тел переменной массы и др. С помощью законов Д. изучается также движение сплошной среды, в частности упруго и пластически деформируемых тв. тел, жидкостей и газов (см. Упругости тео­рия, Пластичности теория, Гидро­аэромеханика, Газовая динамика). На­конец, в результате применения методов Д. к изучению движения кон­кретных объектов возник ряд спец. дисциплин: небесная механика, внеш.

баллистика, Д. автомобиля, самолёта, динамика ракет и т. п.

• См. лит.  при ст.   Механика.   

С. М. Тарг.

ДИНАМИКА РАЗРЕЖЕННЫХ ГА­ЗОВ, раздел газовой динамики, в к-ром при изучении течения газа низкой плотности учитывается его дискретная мол. структура. Методы Д. р. г., основанные на молекулярно-кинетич. теории газов, применяются для определения теплового и силового воздействия газа на поверхности летат. аппаратов, движущихся на боль­ших высотах, а также при расчёте движения газов в вакуумных систе­мах, истечения струй в пр-во с низким давлением и в задачах мол. физики.

Критерием, характеризующим сте­пень разреженности движущегося га­за, явл. число Кнудсена K_n»l/L, где l — ср. длина свободного пробега молекул в газе, L — характерный раз­мер течения. Предположение о сплош­ности среды, лежащее в основе теор. методов гидроаэромеханики и газовой динамики, строго выполняется лишь в предельном случае K_n®0, а прак­тически оно оказывается справедли­вым уже при K_n<10^-3.

В другом предельном случае K_n®¥ существенную роль играют толь­ко столкновения молекул газа с обте­каемыми телами, а роль межмол. столкновений незначительна. Поэтому набегающий на поверхность тела по­ток молекул и поток молекул, отра­жённый от поверхности, рассматри­ваются как невзаимодействующие. При этом из ур-ний движения молекул можно определить баланс между при­носимыми к поверхности и уносимыми от неё потоками массы, импульса и энергии, если известен механизм вз-ствия молекул газа с поверхностью. Такая схема позволяет с достаточной для практики точностью рассчитать аэродинамич. хар-ки разл. тел уже при K_n>1. Режим течения, для к-рого справедливы указанные пред­положения, наз. с в о б о д н о м о л е к у л я р н ы м. Одной из при­ближённых схем описания вз-ствия молекул газа с тв. поверхностью при свободномол. течении является т. н. зеркально-диффузная схема, согласно к-рой часть молекул отражается диффузно в соответствии с законом коси­нуса (Ламберта законом), а осталь­ные молекулы — зеркально, т. е. по закону — угол падения равен углу отражения. Отношение кол-ва диффузно рассеянных молекул к общему их числу определяет степень диффузности f рассеяния (при f=0 происходит только зеркальное отражение, при f=1 — только диффузное). Обмен энер­гией при вз-ствии молекул с тв. поверхностью характеризуют коэфф. аккомодации а, определяющим изме­нение энергии молекулы после её отражения от поверхности. Значения а меняются от 0 до 1. Если после

159

 

 

отражения энергия молекулы не из­менилась, то a=0, если же ср. энер­гия отражённых молекул, характе­ризующая темп-ру газа, соответствует темп-ре стенки, то a=1. В общем случае коэффициенты f и a зависят от скорости столкновения молекул с поверхностью, от материала и темп-ры этой поверхности, от степени её глад­кости, наличия на ней адсорбиров. молекул газа и т. д. Переход от течения сплошной среды (K_n®0) к свободномол. течению (K_n®¥), напр. при увеличении высоты полёта, осуществляется через ряд промежу­точных режимов течения разреженного газа. Каждому из них соответствует определ. диапазон конечных значений числа K_n. В переходном режиме ока­зывается важным как учёт межмол. столкновений, так и столкновений молекул газа с поверхностью обтека­емого тела. Для этого режима течения характерно проявление ряда сложных неравновесных мол. процессов, стро­гое теор. описание к-рых в промежу­точной области чисел K_n представляет огромные матем. трудности, свя­занные с решением интегродифф. ур-ния Больцмана для изменения во времени и в пр-ве ф-ции распреде­ления молекул по скоростям (см. Кинетическая теория газов). Поэтому широко применяются приближённые теор. методы, позволяющие распро­странить теор. модели свободномол. течения и течения сплошной среды на режимы, соответствующие проме­жуточной области значения чисел K_n, близких к предельным. Так, разра­ботаны приближённые методы рас­чёта аэродинамич. хар-к тел в случае, когда учитываются лишь однократ­ные столкновения падающих на по­верхность и отражённых от неё мо­лекул (режим, примыкающий к сво­бодномол. течению). Ур-ния газовой динамики сплошной среды применяют и при K_n>10^-3, но с новыми гра­ничными условиями, учитывающими характерные для течения разреженного газа условия «скольжения» и «скачка темп-ры». Первое условие состоит в том, что параллельная стенке состав­ляющая скорости газа на самой стенке отличается от нуля, а второе учиты­вает отличие темп-ры газа вблизи стенки от темп-ры стенки. Различные, постепенно сменяющие друг друга режимы течения — от свободномол. до континуального — наблюдаются в классич. задаче Д. р. г. об обтекании газом плоской полубесконечной пла­стинки (рис. 1).

При рассмотрении сверхзвук. об­текания затупленных тел в режимах, примыкающих к течению сплошной среды, число Kn определяют как отношение длины свободного пробега l_s молекул в сжатом слое газа за ото­шедшей от тела ударной волной к характерному размеру тела. В случае

полёта сферич. тела радиусом R»1 м со скоростью v»10 км/с и посте­пенном увеличении высоты полёта (уменьшении числа Kn=l_s/R) можно выделить след. режимы, а) При Kn<0,5•10^-3 (что соответствует выcoтaм~70 км) течение явл. конти­нуальным. Ударная волна толщиной порядка неск. l_s и вязкий пограничный слой на поверхности сферы разделены областью, где вязкость газа несущест­венна.

 

 

 

 

Рис. 1. Схема развития течения газа около плоской полубесконечной тонкой пласти­ны, обтекаемой сверхзвук. потоком под углом атаки: А — область свободномол. течения с однократными столкновениями; В — область с многократными столкнове­ниями; С — область течения со скольжением; D — континуум; 1 — ударная волна; 2 — граница пограничного слоя; 3 — макроскопич. движение потока молекул (масштабы зон и областей не соблюдены).

 

б) При Kn»0,5•10^-2 (уве­личение высот до 85 км) отошедшая ударная волна и пограничный слой на теле утолщаются, а затем смыка­ются. Перед сферой образуется сплош­ная область (рис. 2, а). Уменьшение числа столкновений между молеку­лами в сжатом слое приводит к запаз­дыванию в установлении равновесия

Рис. 2. Фотография обтекания сферы диам. 15 мм: а — в разреженном газе при числах Маха М=3,7 и Kn=2,5•10^-2; б — в сплош­ной среде.

 

по колебат. степеням свободы молекул. Граничные условия на поверхности сферы соответствуют скольжению мо­лекул и скачку темп-ры. Течение разреженного газа, соответствующее диапазону 0,5•10^-3<Kn< 0,5•10^-2, иногда наз. течением со сколь­жением, в) При Kn ~ 0,1 (вы­сота 105 км), когда l_s становится сравнимой с поперечным размером сжатого слоя, в окрестности передней критич. точки сферы не успевает уста­новиться равновесие по вращат. и поступат. степеням свободы молекул.

Отошедшая ударная волна не форми­руется. г) При дальнейшем увели­чении числа Kn механизм обтекания целиком определяется дискр. струк­турой среды. Время пребывания каж­дой молекулы вблизи тела характе­ризуется всего неск. столкновениями. Дальнейшее уменьшение плотности газа приводит к свободномол. течению, граница к-рого в данном слу­чае соответствует высоте »200 км.

Рис. 3. Изменение коэфф. лобового сопро­тивления сферы С_х и относительного теплово­го потока q/q₀ в передней критич. точке сфе­ры в промежуточной области чисел Kn: q₀ — тепловой поток, рассчитанный по тео­рии пограничного слоя (Kn®0); 1 — экспе­римент для сильного охлаждения сферы при М>5; 2 — расчёт для сильно охлаждённой сферы при Kn®¥, a=1.

 

В рассмотренном диапазоне чисел Kn величины теплового потока q и коэфф. сопротивления С_х изменя­ются от значений, соответствующих течению сплошной среды, до значе­ний, соответствующих свободномол. режиму, как это показано на рис. 3. С помощью методов Д. р. г. рассмат­риваются также задачи исследования хар-к течения в отверстиях, вакуум­ных трубопроводах и каналах. Важ­ным для техн. приложений явл. изу­чение законов уменьшения пропуск­ной способности каналов разл. форм и размеров при увеличении числа Kn. Исследуются эффекты разреженности при течении газов в соплах и струях двигателей, работающих на больших высотах.

Ввиду чрезвычайных матем. трудностей теор. методов исследования Д. р. г., важное значение имеет экс­перимент (см. Аэродинамические из­мерения). Эксперим. исследования те­чений разреженного газа проводятся на спец. вакуумных аэродинамических трубах, оборудованных мощными си­стемами откачки, включающими форвакуумные, пароструйные и криоген­ные насосы. Применяемые на этих установках методы обладают рядом специфич. особенностей по сравнению с методами, используемыми в обычных аэродинамич. установках. Малые плот­ности газа, низкие по абс. величинам, тепловые потоки и аэродинамич. силы требуют применения высокочувствит. датчиков и приборов, а также прин­ципиально новых физ. методов диаг­ностики. Так, широко используется

160

 

 

электронно-пучковая диагностика, ос­нованная на регистрации интенсив­ности видимого, УФ и рентг. излу­чения молекул газа, возбуждаемых пучком быстрых (10—30 кэВ) эл-нов. Этот метод позволяет проводить ви­зуализацию течения, а также изме­рять локальные величины плотности, темп-ры, скорости потока, а также концентрации компонентов разрежен­ной смеси газов.

• К о г а н М. Н., Динамика разреженного газа, М., 1967; Паттерсон Г. Н., Мо­лекулярное течение газов, пер. с англ., М., 1960; Кошмаров Ю. А., Ры­жов Ю. А., Прикладная динамика разре­женного газа, М., 1977; Экспериментальные методы в динамике разреженных газов, под ред. С. С. Кутателадзе, Новосиб., 1974; Кошмаров ,Ю. А., Рыжов Ю. А., Свирщевский С. Б., Эксперимен­тальные методы в механике разреженного газа, М., 1981; Б е р д Г., Молекулярная газовая динамика, пер. с англ., М., 1981.

А. В. Иванов.

ДИНАМИКА РАКЕТ (ракетодинамика), наука о движении летат. аппа­ратов, снабжённых реактивными дви­гателями. Наиболее важная особен­ность полёта ракеты с работающим (развивающим тягу) двигателем — су­щественное изменение её массы во время движения вследствие сгорания топлива. Так, одноступенчатые ра­кеты в процессе набора скорости теряют до 90% первоначальной (стар­товой) массы. Законы движения ра­кеты при работающем двигателе изу­чаются в механике тел переменной массы.

Труды И. В. Мещерского и К. Э. Ци­олковского в кон. 19 — нач. 20 вв. заложили теор. основу Д. р. Быстрое развитие Д. р. началось после окон­чания 2-й мировой войны в связи с ростом ракетостроения в ряде промышленно развитых стран (СССР, США, Великобритания и др.).

Важнейшие разделы Д. р.: 1) изу­чение движения центра масс (центра тяжести) ракет, т. е. создание тео­рии, посвящённой решению траекторных задач,— определение скорости на разл. высотах, перегрузок, обус­ловленных реактивной силой, даль­ности и продолжительности полёта, условий мягкой посадки на планеты и др.; 2) изучение движения ракет относительно центра масс — иссле­дование стабилизации ракет, возмож­ности маневрирования и управления ими, наведения их на заданную цель, стыковки летат. аппаратов с ракет­ными двигателями при движении в косм. пр-ве; 3) эксперим. Д. р., где изучаются методы исследования дви­жения ракет с использованием оптич. и радиотехн. приборов для определе­ния геом., кинематич. и динамич. хар-к полёта. Особенно важны ис­следования натурных объектов в реальном полёте, осуществляемые с помощью телеметрии, позволяющей записывать до 500 параметров, харак­теризующих поведение объекта.

К задачам Д. р. относится также программирование величины и на­правления реактивной силы для

получения при имеющемся кол-ве топ­лива (горючего и окислителя) наилуч­ших лётных хар-к, обеспечивающих достижение цели полёта (напр., макс. дальности полёта, мин. времени по­лёта до цели, макс. кинетич. энергии в конце работы двигателя). Такие задачи решаются методами вариацион­ного исчисления и способствуют раз­витию самих этих методов. В связи с созданием очень больших ракет на жидком топливе успешно разви­ваются новые разделы Д. р., в к-рых изучается движение корпуса ракеты с учётом колебаний жидкого топлива в её баках, а также исследуется движение ракеты как упругого тела. При решении таких (многопарамет­рических) задач применяют ЭВМ.

Для динамики управляемых ракет (напр., зенитных управляемых ракет, ракет противоракетной обороны) нек-рые из внеш. воздействий имеют вероятностный хар-р и количественно определяются «случайными» функция­ми времени. Решение таких задач требует использования теории веро­ятностных процессов. В связи с про­блемой обеспечения надёжности по­лёта возникли задачи оптимизации программ управления объектом, обес­печивающих заданную вероятность безотказной работы системы.

• Гродзовский Г. Л., Ива­нов Ю. Н., Токарев В. В., Механика космического полета. Проблемы оптимизации, М., 1975; Ильин В. А., К у з м а к Г. Е., Оптимальные перелеты космических аппа­ратов с двигателями большой тяги, М., 1976; Кротов В. Ф., Букреев В. 3., Гурман В. И., Новые методы вариаци­онного исчисления в динамике полета, М., 1969; М и е л е А., Механика полета, пер. с англ., т. 1, М., 1965; Справочное руковод­ство по небесной механике и астродинамике, под ред. Г. Н. Дубошина, 2 изд., М., 1976; Циолковский К. Э., Реактивные ле­тательные аппараты, М., 1964. См. также лит. при ст. Механика тел переменной массы.

ДИНАМИТРОН, разновидность кас­кадного генератора.

ДИНАМИЧЕСКАЯ ВЯЗКОСТЬ, см. Вязкость.

ДИНАМИЧЕСКАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ ЯДЕР, совокупность методов ориента­ции яд. спинов в-ва в заданном на­правлении под действием ВЧ эл.-магн. полей (см. Ориентированные ядра).

• Ацаркин В. А., Динамическая поля­ризация ядер в твердых диэлектриках, «УФН», 1978, т. 126, в. 1. См. также лит. при ст. Ориентированные ядра.

ДИНАМИЧЕСКИЙ МАСС-СПЕКТРО­МЕТР, см. в ст. Масс-спектрометр.

ДИНАМО-ЭФФЕКТ (гидромагнитное динамо), самовозбуждение магн. по­лей вследствие движения проводящей жидкости или газовой плазмы. Д.-э. привлекают для объяснения проис­хождения и поддержания магн. полей Земли и др. планет с жидким ядром, Солнца и звёзд. Если магн. поле косм. тела содержит в кач-ве составляющих п о л о и д а л ь н о е поле (с силовыми линиями, направ­ленными по меридианам, как у ди­поля) и т о р о и д а л ь н о е поле (с линиями поля, направленными по параллелям), то при дифф. вращении

тела (когда его слои на разных глу­бинах имеют различные угл. скорости вращения) силовая линия полоидального поля, проходящая через разные слои, закручивается — одни её части уходят вперёд по сравнению с дру­гими. В результате тороидальное поле усиливается. Рост его энергии происходит за счёт энергии враще­ния слоев тела, поэтому с возрастанием тороидального поля относи­тельное вращение слоев должно тор­мозиться, если оно не поддерживается чем-либо другим. Усиление тороидального поля может привести к усилению полоидального или пре­пятствовать его затуханию, если меж­ду ними имеется обратная связь. Такую связь может обусловить, напр., тепловая конвекция, причём конвективные движения не должны быть осесимметричными (в осесимметрич. системе Д.-э. невозможен). Для Земли последнее условие выполняется (ось. вращения Земли и её магн. ось не совпадают). Д.-э. для Земли связы­вают с конвективным движением про­водящего в-ва её жидкого ядра и с всплытием в этой среде более лёгких примесей под действием архимедовой силы. Конвективные движения при­поднимают силовые линии тороидаль­ного поля и при определ. условиях они могут образовывать петли, к-рые потом сливаются с полоидальным по­лем и усиливают его. Теория Д.-э. приводит также к возможности са­мообращения магн. оси (переполюсовке магн. поля Земли) и долгопериодич. колебаниям геомагн. поля (вековым вариациям), что отражает реальные св-ва земного магн. поля. Магн. поля Солнца и звёзд в целом, а также их локальные поля, напр. поля пятен и активных областей, также могут быть в принципе объяс­нены Д.-э.

• П и к е л ь н е р С. Б., Основы косми­ческой электродинамики, М., 1961; О р а е в с к и й В. Н., Плазма на Земле и в космосе, К., 1980; Гудзенко Л. И., В поисках природы солнечных пятен, М., 1972 (Новое в жизни, науке, технике. Сер. «Физика»).

ДИОПТРИКА (греч. dioptrika, от dia — через, сквозь и opteuo — вижу), традиционное (постепенно выходящее из употребления) назв. раздела геометрической оптики, в к-ром рас­сматривается преломление света при прохождении его через отд. прелом­ляющие поверхности и системы таких поверхностей. Термин «Д.» часто при­меняется по отношению к глазу: Д. глаза — описание св-в глаза как оп­тич. прибора.

ДИОПТРИЯ (дп, D), единица оптич, силы линз и др. осесимметричных оптич. систем; 1 дп равна оптич. силе линзы или сферич. зеркала с, фокусным расстоянием 1 м.

ДИПОЛЬ (от греч. di — приставка, означающая дважды, двойной, и po­los — полюс) электрический, совокуп-

161

 

 

ность двух равных по абс. величине разноимённых точечных зарядов (+е, -е), находящихся на нек-ром рас­стоянии l друг от друга. Осн. хар-кой электрич. Д. явл. его дипольный момент (ДМ) — вектор р, численно равный произведению l на е:p=el; принято считать, что вектор р на­правлен от отрицат. заряда (-е) к положительному (+е; рис. 1).

Рис. 1.

 

ДМ определяет электрич. поле Д. на большом расстоянии R от Д. (R>>l), а также воздействие на Д. внеш. электрич. поля.

Вдали от Д. напряжённость его электрич. поля Е убывает с расстоя­нием как 1/R³, т. е. быстрее, чем поле точечного заряда (~-1/R²). Компо­ненты напряжённости поля Е вдоль оси Д. (E_р) и в перпендикулярном направлении (Е_┴) пропорциональны р и в Гаусса системе единиц равны:

где   О — угол между  р   и  радиусом-вектором R точки пр-ва,  в к-рой из-

Рис. 2. Электрич. поле диполя: E — напряжённость по­ля в точке А, на­ходящейся на рас­стоянии R от цент­ра диполя; E_p и E_┴ — параллельная и перпендикуляр­ная оси диполя компоненты поля Е.

 

меряется поле Д.; полная напряжённость Е=Ö(Е²_р+E²_┴). Т. о., на оси Д., т. е. при q=0, Е_р вдвое больше, чем при q=90° (Е_┴=0 в обоих случаях); направление Е_р в первом случае параллельно р, во втором — антипа­раллельно (рис. 2).

Действие внеш. электрич. поля на Д. также пропорц. р. Однородное внеш. электрич. поле Е создаёт вра­щающий момент M=pEsina (a — угол между Е и р; рис. 3), стремя­щийся повернуть Д. так, чтобы его ДМ был направлен по полю. В не­однородном электрич. поле на Д., кроме вращающего момента, дейст­вует также сила, стремящаяся втянуть Д. в область более сильного поля (рис. 4).

Электрич. поле любой в целом нейтр. системы на расстояниях, значительно больших её размеров, приближённо совпадает с полем эквивалентного Д.—

электрич. полем Д. с таким же ДМ, как и у системы зарядов. Поэтому во мн. случаях электрич. Д. явл. хо­рошим приближением для описания таких систем на расстояниях, зна­чительно превышающих размеры си­стемы (см. Излучение). Напр., по­лярные молекулы можно приближён­но рассматривать как электрич. Д.

Рис. 3. Электрич. диполь в однородном внеш. электрич. поле Е. Пара сил -F и +F стремится повернуть диполь в направлении поля.

 

 

Рис. 4. Электрич. диполь в неодно­родном электрич. поле в случае, ког­да ДМ р направ­лен по полю. Сила F₂ больше силы F₁ ре­зультирующая сила F=f₂-F₁ стремится переместить диполь в область большей на­пряжённости внеш. поля.

 

Рис. 5. Магн. мо­мент р кругового тока I радиуса а.

 

Атомы, неполярные молекулы и ионы в электрич. поле приобретают ДМ, т. к. составляющие их заряж. ч-цы несколько смещаются под действием внеш. поля (см. Поляризу­емость).

Электрич. Д. с изменяющимся во времени ДМ (вследствие изменения его длины или зарядов) явл. источником эл.-магн. излучения.

Д. магнитный. Исследование вз-ствий полюсов пост. магнитов (франц. физик Ш. Кулон, 1785) при­вело к представлению о существо­вании магн. зарядов. Пара таких зарядов, равных по величине и про­тивоположных по знаку, рассматри­валась как магн. Д., обладающий магн. ДМ. Позднее было установлено, что магн. зарядов не существует, а магн. поля создаются движущимися электрич. зарядами. Однако понятие «магн. ДМ» оказалось целесообразным сохранить, поскольку на больших расстояниях от замкнутых провод­ников с током магн. поля оказались такими же, как если бы их порождали магн. Д. Поле магн. Д. на больших расстояниях от Д. рассчитывается по тем же ф-лам, что и поле электрич. Д., причём с заменой электрич. ДМ на магн. момент тока. Магн. момент системы токов определяется силой и распределением токов. В простейшем случае тока I, текущего по круговому контуру (витку) радиуса а, магн. момент в системе Гаусса равен: р= ISn/c, где S=na² — площадь витка, а n — единичный вектор, перпендику­лярный плоскости витка и направлен­ный так, что с его конца ток виден

текущим    против    часовой    стрелки (рис. 5).

Аналогию между магн. Д. и витком с током можно проследить при рас­смотрении действия магн. поля на ток. В однородном магн. поле на виток с током действует момент сил, стремящийся ориентировать виток так, чтобы его магн. момент был направлен

по полю; в неоднородном магн. поле такие замкнутые токи («магн. Д.») втягиваются в область с большей на­пряжённостью поля. На вз-ствии не­однородного магн. поля с магн. Д. основано, напр., разделение ч-ц с разл. магн. моментами — ат. ядер, атомов, молекул. Пучок ч-ц, проходя через неоднородное магн. поле, раз­деляется, т. к. поле сильнее изменяет траектории ч-ц с большим магн. мо­ментом.

Вблизи от витка с током аналогия его с магн. Д. (теорема эквивалент­ности) несправедлива. Так, напр., в центре кругового витка напряжён­ность магн. поля не только не равна

Рис. 6. Магн. поле вблизи кругового тока I (а) и магн. поля (б); на больших расстоя­ниях поля одинаковы.

 

напряжённости поля эквивалентного Д., но даже противоположна ей по направлению (рис. 6).

• Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М., Фейнмановские лекции по физике, пер. с англ., в. 5 — Электричество и магнетизм, М., 1966; Калашников С. Г., Элект­ричество, М., 1958 (Общий курс физики, т. 2); Тамм И. Е., Основы теории электричест­ва, 9 изд., М., 1976.

ДИПОЛЬНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, излу­чение эл.-магн. волн, обусловленное изменением во времени электрич. дипольного момента излучающей си­стемы. См. Излучение.

ДИПОЛЬНЫЙ МОМЕНТ электриче­ский, величина, характеризующая электрич. св-ва системы заряж. ч-ц. Д. м. р электронейтральной системы, состоящей из n заряж. ч-ц, равен:

,где  e_i—заряд i-той ч-цы, r_i; — её радиус-вектор. Д. м. не за­висит от выбора начала координат и определяется взаимным расположе­нием и величинами зарядов в системе. Система из двух одинаковых по ве-

162

 

 

личине зарядов (-е, +е) образует электрич. диполь с Д. м. p=el, где l — расстояние между зарядами, к-рому приписывается направление от отрицат. заряда к положительному. Электрич. Д. м. определяет (в первом приближении) электрич. поле нейтр. системы на больших по сравнению с её размерами расстояниях и действие на неё внеш. полей. При изменении Д. м. такая система излучает эл.-магн. волны (дипольное излучение). В случае произвольной системы за­рядов её электрич. поле может опреде­ляться мультиполями разл. порядков. О магнитном Д. м. см. Диполь, Маг­нитный момент.

ДИРАКА МОНОПОЛЬ, то же, что магнитный монополь.

ДИРАКА УРАВНЕНИЕ, релятиви­стское дифф. ур-ние для волн. ф-ции свободной (невзаимодействующей) ч-цы со спином ¹/₂ (эл-н, мюон, кварки и др.), описывающее изменение её со­стояния со временем. Получено англ. физиком П. Дираком (P. Dirac). в 1928 на основе требований реляти­вистской инвариантности, линейно­сти (выражающей справедливость су­перпозиции принципа), первого по­рядка по времени (чтобы состояние в данный момент определяло состояния во все последующие моменты времени). Для ч-цы со спином ¹/₂ этим требо­ваниям удовлетворяет только система четырёх ур-ний, т. е. волн. ф-ция y должна состоять из четырёх компо­нент: y₁, y₂, y₃, y₄. При поворотах системы координат и преобразованиях Лоренца они преобразуются как пара

спинорных   полей     , образующих биспинор y:

Д.   у.    имеет   вид   системы   четырёх ур-ний:

где m=0, 1, 2, 3; х₁=х, х₂=у, x₃=z — пространств. координаты, x₀=ct — временная (t — время); m — масса ч-цы; g_m — матрицы Дирака, к-рые выражаются через двухрядные мат­рицы Паули s₁, s₂, s₃  и единичную матрицу I:

Для свободной ч-цы Д. у. приводит к релятив. соотношению между им­пульсом (р), энергией (ξ) и массой ч-цы:

ξ² = m²c⁴+p²c², или ξ=±Ö(m²c⁴+p²c²);

для покоящейся ч-цы это соответст­вует ξ=±mc² (энергия покоя ч-цы). Интервал энергий - mc²<ξ<mc² явл. «запрещённым». В квант. теории поля (КТП) состояние ч-цы с отрицат. энергией интерпретируется как со­стояние античастицы, обладающей положит. энергией, но противополож­ным электрич. зарядом. Т. о., четыре независимых решения Д. у. описывают как состояние ч-цы со спином ¹/₂, так и состояние её античастицы, каж­дое с двумя возможными проекциями спина на направление импульса (+¹/₂ и -¹/₂). Эксперим. обнаружение по­зитрона (антиэлектрона), предска­занного Дираком, явилось триумфом

Д. у.

Д. у. взаимодействующих ч-ц со­держит дополнит. слагаемое, учиты­вающее это вз-ствие. В квантовой электродинамике, объединённой тео­рии слабого и эл.-магн. вз-ствий (см. Слабое взаимодействие), а также в квантовой хромодинамике вид этого слагаемого определяется требованием калибровочной симметрии. В элект­родинамике, напр., оно получается заменой производной d/dx_m в Д. у. на d/dx_m+ieA_m /hc, где е — заряд ч-цы, а А_m — четырёхмерный потенциал эл.-магн. поля; слагаемое ieA_m/hc описы­вает вз-ствие заряж. ч-цы с эл.-магн. полем. Аналогичные члены вз-ствия спинорной ч-цы с векторными кали­бровочными полями возникают и в др. названных теориях.

Заряж. ч-ца, описываемая Д. у., обладает магн. моментом eh/2mc (рав­ным для эл-на магнетону Бора). Од­нако вз-ствие с вакуумом в КТП при­водит к появлению дополнительного, т. н. аномального, магн. мо­мента, к-рый для адронов оказывается особенно большим. Так, эксперим. значение магн. момента протона в 2,8 раза больше его нормальной («дираковской») величины.

В нерелятив. пределе Д. у. для эл-на переходит в Паули уравнение, объ­ясняющее, в частности, тонкую структуру уровней энергии атома.

• См.   лит.   при   ст.   Квантовая механика.

А. В. Ефремов.

ДИСК РЭЛЕЯ [по имени англ. физика Дж. У. Рэлея (J. W. Rayleigh)], прибор для измерения колебательной

 

 

Обтекание диска по­током (диск постав­лен под углом 45° к потоку; стрелками по­мечены силы давле­ния).

 

скорости частиц в звук. волне. Пред­ставляет собой тонкую круглую пла­стинку из слюды или металла, под­вешенную на тонкой (обычно кварце­вой) нити, ориентированную под углом 45° (рис.) к направлению колебаний ч-ц среды (положение наиболь­шей чувствительности). В потоке, со­гласно Бернулли закону, диск стре­мится стать перпендикулярно к направлению скорости ч-ц; возникаю­щий при этом вращающий момент уравновешивается за счёт упругости нити. В пост. потоке угол поворота Д. Р. пропорционален квадрату ско­рости ч-ц, при звук. колебаниях — квадрату амплитуды колебат. скоро­сти, причём этот угол не зависит от частоты. По углу поворота диска определяют колебат. скорость и ин­тенсивность звука.

Д. Р. применяется для калибровки приёмников звука в воздухе, а также в воде.

• Б л и н о в а Л. П., Колесников А. Е., Л а н г а н с Л. Б., Акустические измерения, М., 1971.

ДИСЛОКАЦИИ (от позднелат. dislocatio — смещение), дефекты кристал­ла, представляющие собой линии, вдоль и вблизи к-рых нарушено ха­рактерное для кристалла правильное расположение ат. плоскостей. Ме­ханические свойства кристаллов — прочность и пластичность в значи­тельной мере обусловлены существо­ванием Д. и их движением. Простей­шими видами Д. явл. краевая и винтовая Д. Краевая Д. представ­ляет собой линию, вдоль к-рой обры­вается внутри кристалла край «лиш­ней» полуплоскости (рис. 1, слева). Её образование можно описать при помощи след. операции: надрезать

Рис. 1. Краевая дислокация: слева — обрыв ат. плоскости внутри кристалла; справа — схема образования краевой дислокации.

 

кристалл по плоскости АВCD (рис. 1, справа), сдвинуть нижнюю часть относительно верхней на один пери­од решётки 6 в направлении, пер­пендикулярном к АВ, а затем вновь сблизить атомы на противо­положных краях разреза внизу. Век­тор b, длина к-рого равна величине сдвига, наз. вектором Б ю р г е р с а. Электронные микроскопы с большой разрешающей способностью позволяют наблюдать специфичное для краевой Д. расположение ат. плоско­стей, представленное на рис. 1. Плоскость, проходящая через вектор b и линию Д., наз. плоскостью скольжения.

Если вектор сдвига b не перпен­дикулярен, а параллелен границе над­реза АВ, то получается винтовая

163

 

 

Рис. 2. Винтовая дислокация: слева — схе­ма образования винтовой дислокации; по­средине — расположение атомов в кристалле с винтовой дислокацией (атомы располага­ются в вершинах кубиков); справа — рас­положение атомов в плоскости ABCD.

 

Д. (рис. 2, слева). Винтовая Д. име­ет неск. плоскостей скольжения. Кри­сталл с винтовой Д. фактически со­стоит из одной ат. плоскости, прибли­зительно перпендикулярной оси вин­товой Д. и закрученной в виде поло­гого геликоида (рис. 2, посредине). В точке выхода винтовой Д. на внешнюю поверхность кристалла (рис. 2, справа) возникает ступенька AD, равная по высоте проекции вектора b на нормаль к поверхности. В про­цессе кристаллизации атомы в-ва, вы­падающие из пара или р-ра, легко присоединяются к ступеньке, что приводит к спиральному механизму роста кристалла (рис. 3).

Рис. 3. Спираль рос­та на поверхности кристалла парафина; ступень роста обры­вается в точке выхо­да винтовой дислока­ции на поверхность.

 

Рис. 4. Поля упругих напряжений вокруг краевых дислокаций в кристалле кремния, выявленные методом фотоупругости. Дисло­кации пронизывают пластинку кремния пер­пендикулярно к плоскости рисунка.

 

Между предельными случаями кра­евой и винтовой Д. возможны любые промежуточные. В общем случае линия Д. может представлять собой произвольную пространств. кривую, вдоль к-рой вектор Бюргерса остаётся постоянным (и равным к.-л. вектору трансляции решётки), хотя ориен­тация Д. может изменяться.

 

Линии Д. не могут обрываться внутри кри­сталла, они должны либо быть замкнутыми, образуя петли, либо разветв­ляться на неск. Д., либо выходить на поверхность кристалла.

Рис. 5.   а и б — отталкивающиеся и притягивающиеся   дислокации;   в и г — аннигиляция притягивающихся  дислокаций.

 

Плотность Д. в кристалле определяется как ср. число линий Д., пересекающих внутри тела площадку в 1 м², или как сум­марная длина Д. в 1 м³. Плотность Д. обычно колеб­лется от 10⁶ до 10⁷ на 1 м² в наиб. совершенных мо­нокристаллах и до 10¹⁵—10¹⁶ на 1 м² в

сильно     искажен­ных    (наклёпанных)     металлах    (см. ниже).

Участки кристалла вблизи Д. нахо­дятся в упругонапряжённом состоя­нии. Напряжения убывают обратно пропорц. расстоянию от Д. Поля напряжений вблизи отдельных Д. выявляются (в прозрачных кристаллах с низкой плотностью Д.) с помощью поляризов. света (рис. 4). Величина упругой энергии, обусловленной полем напряжений Д., пропорц. b² и со­ставляет обычно ~10^-13 Дж на 1 м длины Д. При сближении двух Д. с одинаковыми векторами b (рис. 5, а) упругие напряжения около Д. уве­личиваются и Д. отталкиваются. При сближении Д. с противоположными векторами Бюргерса их упругие поля взаимно компенсируются (рис. 5, б, в, г); Д. притягиваются и аннигилируют.

Движение дислокаций. Поскольку Д. обладает собств. полем напряжений, она под действием внешних приложен­ных к кристаллу напряжений испыты­вает силу, под действием к-рой прихо­дит в движение, результатом чего явля­ется взаимное «проскальзывание» ат. плоскостей —пластич. деформация.

При перемещении Д. в плоскости скольжения в каждый данный мо­мент разрываются и пересоединяют­ся связи не между всеми атомами на плоскости скольжения, а толь­ко между теми атомами, к-рые нахо­дятся у линии Д. (рис. 6). Поэтому пластическая деформация сдвига мо­жет происходить при сравнительно малых внеш. напряжениях. Эти на­пряжения на неск. порядков ниже, чем напряжение, при к-ром может пластически деформироваться совер­шенный кристалл без Д. путём раз­рыва всех межат. связей в плоскости скольжения (теор. прочность на сдвиг, см. Пластичность).

Движение краевых Д. по нормали к плоскости скольжения (п е р е п о л з а н и е) осуществляется путём при­соединения или отрыва вакансий от края плоскости (рис. 7). Оно связано с диффузионным переносом массы, пластич.   деформацией   и   происходит при   высоких   темп-рах.

Рис. 6. Перемещение дислокации в плоскости скольжения сопро­вождается разрывом и пересоединением межат. связей атомов у линии дислокации.

 

Подвижность дислокаций. Движе­нию Д. препятствует не только проч­ность разрываемых межат. связей, но и рассеяние фононов и электронов проводимости в упруго искажённой области кристалла, окружающей движущиеся Д. Движению Д. мешают также упругое вз-ствие с др. Д. и с примесными атома­ми, межзёренные границы в поли­кристаллах, ч-цы др. фазы в рас­падающихся сплавах, двойники (см. Двойникование) и др. дефекты в кри­сталлах. На преодоление этих пре­пятствий тратится часть работы внеш. сил. Т. о., кристалл с Д. «мягче» бездефектного кристалла, но если он «набит» Д. и др. дефектами настоль­ко, что они мешают друг другу, то

164

 

 

Рис. 7. Переползание краевой дислокации. Атомы лишней полуплоскости переходят в вакантные узлы решётки.

 

кристалл снова становится «жё­стким».

Образование и исчезновение дисло­каций. Обычно Д. возникают при образовании кристалла из расплава или из газообразной фазы (см. Кри­сталлизация). Методы выращивания бездислокац. монокристаллов очень сложны и разработаны только для немногих в-в. После тщательного от­жига кристаллы содержат обычно 10⁸—10⁹ Д. на 1 м². Притягиваю­щиеся Д. с противоположными век­торами Бюргерса, лежащие в одной плоскости скольжения, при сближении уничтожают друг друга (аннигили­руют, рис. 5, б, в, г). Если такие Д. лежат в разных плоскостях скольже­ния, то для их аннигиляции требуется переползание. Поэтому при высоко­температурном отжиге, способствую­щем переползанию, плотность Д. по­нижается. Искривление ат. плоско­стей вблизи Д. изменяет сечение рас­сеяния рентг. лучей и эл-нов. На этом основаны рентг. и электронно-микроскопич. методы наблюдения Д. (рис. 8).

Основными механизмами размноже­ния Д. в ходе пластич. деформации являются т. н. источники Фран­ка — Рида и двойное поперечное скольжение. Источником Франка — Рида может служить отрезок Д., за­крепленный на концах. Под прило­женным напряжением он прогибается,

Рис. 8. Электронно-микроскопич. снимок дислокац. структуры кристалла хрома после высокотемпературной деформации

 

пока не отщепится замкнутая петля Д. и восстановится исходный отрезок. При двойном поперечном скольжении точками закрепления служат концы отрезков винтовой Д., вышедшей в др. плоскость скольжения и повер­нувшей затем в плоскость, параллель­ную первичной.

Дислокационная структура дефор­мированных кристаллов. Разрушение. С ростом пластич. деформации число

Д. растёт, ср. расстояния между ними сокращаются, их поля упругих на­пряжений взаимно перекрываются и скольжение Д. затрудняется (деформац. упрочнение). Чтобы скольжение Д. могло продолжаться, приложенное внеш. напряжение необходимо повы­сить. При дальнейшем размножении Д. внутр. напряжения могут дости­гать значений, близких к теор. проч­ности. При превышении предела проч­ности наступает разрушение кристал­ла — зарождаются и растут микро­трещины (рис. 9).

Рис. 9. Ат. плоскости, окаймляющие трещи­ну в кристалле фталоцианида меди: а — электронно-микроскопич. фото/рафия (меж­плоскостное расстояние 12,6 А); б — схема расположения ат. плоскостей.

Влияние дислокаций на физические свойства кристаллов. Д. влияют не только на такие механич. св-ва, как пластичность и прочность, для к-рых присутствие Д. явл. определяющим, но и на др. физ. св-ва кристаллов. Напр., с увеличением плотности Д. возрастает внутреннее трение, изменяются оптич. св-ва, повышается электросопротив­ление металлов. Д. увеличивают ср. скорость диффузии в кристалле, ус­коряют старение и др. процессы, связанные с диффузией, уменьшают

хим. стойкость кристалла, так что в результате обработки поверхности кри­сталла спец. в-вами (травителями) в местах выхода Д. образуются видимые ямки. На этом основано выявление Д. в непрозрачных материалах методом избирательного травления (рис. 10).

Рис 10. Ряды дислокаций в плоскостях скольжения в кристалле LiF, выявленные. методом травления. Косые ряды — краевые дислокации, вертикальный ряд — винтовые.

 

• Б ю р е н X. Г. в а н, Дефекты в кристал­лах, пер. с англ., М., 1962; Ф р и д е л ь Ж., Дислокации, пер. с англ., М., 1967; И н д е н б о м В. Л., Орлов А. Н., Физическая теория пластичности и прочности, «УФН»,

1962, т. 76, в. 3, с. 557; К о т т р е л л А. X., Теория дислокаций, пер. с англ., М., 1969; X и р т Дж., Лоте И., Теория дислока­ций, пер. с англ., М., 1972. А. Н. Орлов.

ДИСПЕРСИИ ЗАКОН, 1) зависимость частоты со волны от её волнового век­тора k (см. Дисперсия волн).

2) В квант. теории твёрдого тела Д. з.— зависимость энергии ξ ква­зичастицы от её квазиимпульса р: ξ=ξ(р). Периодич. строение кри­сталлов приводит к тому, что ξ(р) — периодич. ф-ция: ξ(p+2phb)=ξ(p), где b — произвольный вектор обрат­ной решётки. Д. з. позволяет опре­делить скорость квазичастицы v= dξ/dp, её эффективную массу и дви­жение во внеш. силовых полях (сла­бых по сравнению с внутриатомными).

Знание Д. з. достаточно для вычис­ления термодинамич. хар-к тв. тела как «газа» квазичастиц. Так, энергия U газа квазичастиц в кристалле объ­ёма V при темп-ре Т равна:

(интегрирование ведётся в пределах одной ячейки обратной решётки). Для вычисления термодинамич. хар-к удоб­но пользоваться плотностью энергетич. состояний v(ξ), т. е. числом состояний на ед. интервал энергии (ξ, ξ+dξ). Вблизи осн. состояния, где энергетич. состояние кристалла определяется квазичастицами:

Здесь j — тип квазичастицы; dS_j — элемент площади на изоэнергетич. поверхности ξ_j(p)=ξ, по к-рой ведёт­ся интегрирование; v_j=│дξ_j/dp│.

Д. з. необходим для понимания кинетич. явлений в конденсиров. сре­дах. Эффективность вз-ствия квази­частиц в большой мере зависит от их Д. з. В частности, нек-рые про­цессы столкновений (или взаимопре­вращений) квазичастиц запрещены, т. к. при этом для определённых Д. з. не выполняются законы сохранения квазиимпульса и энергии.

Д. з. квазичастиц вычисляют, ис­ходя из симметрии кристалла или структуры среды и из предположений о силах, действующих между её ато­мами. Д. з. квазичастиц — бозонов определяют гл. обр. методом неуп­ругого рассеяния нейтронов (см. Ней­тронография) и фотонов (см., напр., Мандельштама — Вриллюэна рас­сеяние), а также по резонансным эф­фектам. Все эти методы объединяет общая идея: рождение или гибель бозона сопровождается изменением энергии и импульса др. ч-цы с из­вестным Д. з. Законы сохранения квазиимпульса и энергии квазича­стицы позволяют определить её Д. з.

165

 

 

Для фермионов Д. з. определяют, как правило, по поведению проводников в сильном пост. магн. поле (см. Де Хааза — ван Альфена эффект, Цик­лотронный резонанс, Размерные эф­фекты). Общая идея этих методов — выделение небольшой группы квази­частиц — фермионов, ответственных за эффект. При движении в магн. поле энергия заряж. ч-цы не изменяется, т. е. ч-ца движется по изоэнергетич. поверхности, форма и размеры к-рой проявляются в наблюдаемых эффек­тах, если между столкновениями ч-ца успеет неск. раз описать траекторию. Этому благоприятствует увеличение магн. поля.

3) В теории квант. жидкостей Д. з.— зависимость   энергии   элем.    возбуж­дения   жидкости   от   импульса    (см. Сверхтекучесть,   Ферми-жидкость).

• См. лит.   при ст. Квазичастица.

М. И. Каганов.

ДИСПЕРСИОННЫЕ ПРИЗМЫ,     то же, что спектральные призмы.

 ДИСПЕРСИОННЫЕ СООТНОШЕНИЯ,

соотношения между величинами, опи­сывающими реакцию физ. системы на внеш. воздействие. Д. с. не зависят от конкретного механизма вз-ствия системы с внеш. воздействием и явл. прямым следствием принципа при­чинности, заключающегося в данном случае в том, что реакция системы по времени не может опережать внеш. воздействие.

Д. с. впервые были получены в теории дисперсии света как связь между показателями преломления и поглощения света в среде (или между действит. и мнимой частями диэлектрич. проницаемости — Крамерса — Кронига соотношения). В квант. ме­ханике и квант. теории поля (КТП) Д. с. выступают как связь между вещественной (Re) и мнимой (Im) частями амплитуд процессов. (Стро­гое доказательство Д. с. в КТП было впервые дано Н. Н. Боголюбовым в 1956.) Напр., для амплитуды рас­сеяния f двух ч-ц как ф-ции энергии ξ, f(ξ), Д. с. записываются в виде:

(Р — символ гл. значения интеграла), причём интегрирование ведётся по области энергии, где Imf¹0. В нек-рых случаях Д. с. допускают непосредств. проверку, к-рая в сущности означает проверку принципа причинности. Напр., для рассеяния на нулевой угол (рассеяние вперёд) мнимая часть амплитуды благодаря оптической тео­реме пропорц. полному сечению про­цесса, измеряемому экспериментально. Несколько более сложная процедура позволяет измерить также и веществ. часть амплитуды. Подставляя ре­зультаты этих измерений в Д. с. типа (*), можно судить, в какой степени выполняется это равенство.

Проведённая проверка показала, что вплоть до энергий, соответствующих расстояниям 5•10^{-16 см, равенство (* ), а следовательно, и принцип при­чинности выполняются.}

Другая область применения Д. с. в теории элем. ч-ц связана с исполь­зованием унитарности условия и пе­рекрёстной симметрии, к-рые позво­ляют выразить мнимую часть ампли­туды одного процесса через ампли­туды других процессов. Напр., в определ. области энергий мнимая часть формфактора протона связывается с амплитудой аннигиляции р+р^ ®p⁺+p^-. Т. о. удаётся установить взаимосвязь между разл. физ. про­цессами. Возникающая система ур-ний оказывается настолько широкой, что практически включает все возмож­ные процессы, происходящие с элем. ч-цами, и не поддаётся матем. разре­шению. В ряде случаев, однако, с помощью разл. приближений удаётся сузить систему взаимосвязей про­цессов и получить важные физ. результаты. В частности, на основе такого дисперс. анализа формфак­тора протона было получено пред­сказание существования r-мезона, к-рый вскоре был обнаружен экспе­риментально.

Несмотря на то что программа полного построения амплитуд про­цессов в рамках дисперс. подхода не нашла окончат. решения, Д. с. прочно вошли в аппарат теории элем. ч-ц и КТП и служат мощным инструмен­том исследования св-в амплитуд про­цессов.

• Боголюбов Н. Н., Медведев Б. В., Поливанов М. К., Вопросы теории дисперсионных соотношений, М., 1958; Хагедорн Р., Причинность и дис­персионные соотношения, пер. с англ., «УФН», 1967, т. 91, в. 1, с. 151.

А. В. Ефремов.

ДИСПЕРСИЯ ВОЛН (от лат. dispersio — рассеяние), зависимость фазо­вой скорости v_ф гармонич. волны от её частоты w. Простейшим примером явл. Д. в. в линейных однородных средах, характеризуемая т. н. дисперс. урав­нением (законом дисперсии); оно связывает частоту и волн. число k плоской гармонич. волны: w=w(k) (а в анизотропных средах — частоту и волн. вектор k). Дисперс. уравне­ние может иметь неск. ветвей, к-рым соответствуют разл. типы волн (моды). Напр., в изотропной плазме — это ветви, относящиеся к эл.-магн., плаз­менным и ионно-звук. волнам.

Если фазовая скорость волн в нек-ром частотном интервале постоян­на, говорят, что в этом интервале Д.в. отсутствует. Примером волн без дис­персии явл. эл.-магн. волны в ва­кууме. В большинстве случаев Д. в. обусловлена микромасштабными св-вами среды (колебаниями атомов и мо­лекул, их тепловым движением, крист. структурой и т. д.), такие среды наз. диспергирующими. Различают вре­менную (частотную) и пространствен­ную дисперсию. Временная — определяется запаздыванием (инерцией) от­клика к.-л. физ. величины (напр., электрич. поляризации или механич. смещения) на приложенное внеш. воз­действие (электрич. поле или давле­ние). Пространственная Д. в. возни­кает, когда поведение элемента среды зависит от воздействия не только на него, но и на соседние элементы, т. е. имеет место нелокальность от­клика среды на внеш. воздействие. Во мн. случаях, однако, вклад дис­персий обоих типов в закон дисперсии w=kv_ф(w, k) формально неразличим. Д. в. наз. нормальной или отрицательной, если показа­тель преломления n=const/v_ф растёт

с   частотой   (дn/дw>0,  дv_ф/дw<0),    и аномальной или положи­тельной при выполнении обрат­ных неравенств. Из причинности прин­ципа следует, что в отсутствии потерь энергии (в недиссипативных средах) чисто временная Д. в. всегда нор­мальная, аномальность появляется лишь в полосах поглощения. Однако в средах с пространств. дисперсией это правило может нарушаться.

Понятие Д. в. применимо к любым нормальным волнам в направляющих системах, напр. в волноводах. При этом Д. в. обусловлена конфигурацией вол­новодов, неоднородностями сред, мет­рикой пр-ва и т. д. В простейших слу­чаях удаётся обобщить понятия Д. в. и на нелинейные волны, когда можно разделить параметры, ответственные за нелинейность и дисперсию в среде.

В линейных средах Д. в. всегда приводит к размыванию волн. воз­мущения (см. Групповая скорость, Волновой пакет); при наличии не­линейности возможно конкурирующее сжатие волн. пакета. В результате могут возникать стационарные не­линейные волны, как периодические, так и уединённые (напр., солитоны).

Д. в. обусловливает мн. природные явления и широко используется в технике. Напр., все разновидности радуг объясняются спектр. расщеп­лением (из-за дисперсии света) и дифракцией солн. лучей в дож­девых каплях. Д. в. в ионосферной плазме определяет частоту радиосиг­налов, отражающихся в данном слое ионосферы (см. Распространение ра­диоволн). На Д. в. основаны принципы действия мн. радиотехн., оптич. и др. устройств: рефрактометров, ан­тенн с частотным сканированием диа­грамм направленности и т. д. См. также Дисперсия звука.

• Уизем Дж., Линейные и нелинейные волны, пер. с англ., М., 1977; Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ., 2 изд., М., 1973.

А. Я. Басович,   М. А. Миллер.

ДИСПЕРСИЯ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ПРОНИЦАЕМОСТИ, см. в ст. Ди­электрическая проницаемость.

 ДИСПЕРСИЯ ЗВУКА (дисперсия скорости звука), зависимость фазовой скорости гармонич. звук. волн от их частоты. Д. з. может быть обусловлена

166

 

 

как физ. св-вами среды, так и при­сутствием в ней посторонних вклю­чений и наличием границ тела, в к-ром авук. волна распространяется. Д. з., связанная с физ. св-вами среды, возникает, когда воздействие акустич. волны приводит к неравно­весному состоянию среды, возбуждая её внутр. степени свободы (колебат. и вращат. движения молекул), про­цессы ионизации и диссоциации мо­лекул, хим. реакции, перестройку структуры жидкости, процессы взаи­модействия ультразвука с электро­нами проводимости в металлах и ПП, магнитоупругие явления и т. д. Вы­равнивание энергии между поступат. и внутр. степенями свободы происхо­дит за нек-рое время, наз. временем релаксации t_р (см. Релаксация аку­стическая). Если период Т звук. волны мал по сравнению с t_р (вы­сокие частоты), то за время Т<<t_p внутр. степени свободы не успевают возбудиться, поэтому среда будет ве­сти себя так, как будто внутр. сте­пени свободы отсутствуют. Если же 7>>t_р (низкие частоты), то часть энергии поступат. движения успеет перераспределиться на внутр. степени свободы. При этом, вследствие умень­шения энергии по­ступат. движения, упругость среды и скорость звука так­же будут меньше, чем в случае вы­соких частот. Т. о., при наличии релаксации скорость звука увеличи­вается с ростом частоты (рис.).

Бы­стрее всего рост скорости происходит при частотах, близких к частоте ре­лаксации w_р=1/t (дисперс. область). Для большинства сред w_р лежит в области УЗ и гиперзвуковых частот. Если с₀ — скорость звука при малых частотах (wt<<1), а c_¥ — при очень больших (wt>>1), то скорость звука для произвольной частоты со описы­вается ф-лой:

Такая зависимость с (w) характерна для всех релаксац. процессов в од­нородных средах. Д. з. сопровожда­ется также повышенным поглощением звука сравнительно с поглощением, обусловленным сдвиговой вязкостью и теплопроводностью.

Д. з. в газах связана с возбуж­дением колебат. и вращат. степеней свободы молекул, а в жидкостях — с колебательной и поворотно-изомер­ной релаксациями и перестройкой внутр. структуры жидкости, а также с процессами диссоциации, хим. ре­акциями и т. д. В тв. телах Д. з. обычно появляется, когда акустич. волна взаимодействует с к.-л. видами внутр. возбуждений, и под её воздей­ствием происходит изменение состоя­ния эл-нов проводимости, системы спинов, спиновых волн и др.

Величина Д. з., определяемая как D=(с_¥-c₀)/c₀, может сильно разли­чаться для разных в-в. Так, напр., в углекислом газе D»4%, в бензоле D»10%, в морской воде D<0,01, а в очень вязких жидкостях и в вы­сокополимерных соединениях скорость звука может изменяться на десятки процентов. Частотный диапазон, в к-ром имеет место Д. з., также раз­личен для разных в-в. Так, в угле­кислом газе при нормальном дав­лении и темп-ре 18°С w_р=28 кГц, в морской воде w_р=120 кГц. В четырёххлористом углероде, бензоле, хло­роформе и др. область релаксации попадает в область частот ~10⁹— —10¹⁰ Гц.

К Д. з. того же типа, но не носящей релаксац. хар-ра, приводят тепло­проводность и вязкость среды. Эти виды Д. з. обусловлены обменом энер­гией между областями сжатий и раз­режений в звук. волне и особенно существенны для микронеоднородных сред. Д. з. может проявляться также в среде с вкрапленными неоднородностями (резонаторами), напр. в воде, содержащей пузырьки газа. В этом случае при частоте звука, близкой к резонансной частоте пузырьков, часть энергии звук. волны идёт на возбуж­дение колебаний пузырьков, что при­водит к Д. з. и к возрастанию по­глощения звука.

Как правило, Д. з. лгала, за исклю­чением нек-рых спец. случаев, таких, как неоднородная среда (напр., пу­зырьки газа в воде) или очень вы­сокие частоты.

Принципиально другим типом Д. з. явл. «геометрическая» дисперсия, обус­ловленная наличием границ тела или среды. Она появляется при распро­странении волн в стержнях, пласти­нах, в любых волноводах акустических. Для изгибных волн Д. з. наблюда­ется в тонких пластинах и стержнях (их толщина должна быть много мень­ше, чем длина волны). При изгибании тонкого стержня упругость на изгиб тем больше, чем меньше изгибаемый участок. При распространении изгибной волны длина изгибаемого уча­стка определяется длиной волны зву­ка. Поэтому с уменьшением длины волны (с повышением частоты) уве­личивается упругость, а следователь­но, и скорость распространения волны. Фазовая скорость такой волны пропорц. Öw.

При распространении звука в вол­новодах звук. поле можно представить как суперпозицию нормальных волн, фазовые скорости к-рых для прямо­угольного волновода с жёсткими стен­ками определяются соотношением:

где n=1, 2, 3, . . .— номер нормаль­ной волны, с — скорость звука в свободном пр-ве, d — поперечный раз­мер волновода. Фазовая скорость нор­мальной волны всегда больше скорости   звука   в   свободной   среде   и уменьшается с ростом частоты.

Д. з. обоих типов приводит к расплыванию формы звук. импульса при его распространении. Это особенно важно для гидроакустики, атмосфер­ной акустики и геоакустики, где имеют дело с распространением звука на большие расстояния, а также для УЗ линий задержки.

• Михайлов И. Г., Соловьев  А., Сырников Ю. П., Основы мо­лекулярной акустики, М., 1964; Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 2, ч. А, М., 1968, т. 5, М., 1973, гл. 4; Труэлл Р., Эльбаум Ч., Ч и к  Б., Ультразвуковые методы в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1972.

А. Л. Полякова.

ДИСПЕРСИЯ СВЕТА, зависимость преломления показателя n в-ва от частоты n (длины волны l) света или зависимость фазовой скорости световых волн от их частоты. Следствие Д. с.— разложение в спектр пучка белого света при прохождении его сквозь призму (см. Спектры оптиче­ские). Изучение этого спектра привело И. Ньютона (1672) к открытию Д. с. Для в-в, прозрачных в данной области спектра, n увеличивается с увеличе­нием v (уменьшением l), чему и соот­ветствует распределение цветов в спект­ре; такая зависимость n от l наз. нормальной Д. с.

Рис. 1. Зависимость показателя преломления (сплошная линия) и поглощения (пунктир­ная линия) от длины волны в нм для тонкой призмы из красителя цианина.

Вблизи полос поглощения в-ва из­менение n с изменением l значительно сложнее. Так, для тонкой призмы из р-ра цианина в области поглощения (рис. 1) красные лучи преломляются сильнее фиолетовых, а наименее пре­ломляемым будет зелёный, затем си­ний (т. н. аномальная Д. с.— уменьшение и с уменьшением l). У всякого в-ва имеются свои полосы поглощения, и общий ход показателя

Рис. 2. Аномальная дисперсия в парах нат­рия (фотография Д. С.   Рождественского).

 

преломления обусловлен распределе­нием этих полос по спектру. Для наблюдения Д. с. в узких спектр. линиях разработаны спец. методы, основанные на интерференции. На рис. 2 показан вид интерференц. полос в области аномальной дисперсии паров натрия.

167

 

 

Преломление света в в-ве возникает вследствие изменения фазовой ско­рости света; показатель преломления n=c/c_ф, где c_ф—фазовая скорость его в данной среде. По эл.-магн. теории света c_ф=с/Öem, где e— диэлектрич. проницаемость, m — магн. проницаемость. В оптич. области спектра для всех в-в m очень близка к единице. Поэтому n=Öe и Д. с. объясняется зависимостью e от ча­стоты. Эта зависимость определяется вз-ствием эл.-магн. поля световой вол­ны с атомами и молекулами, приво­дящими к поглощению; показатель преломления при этом становится комплексной величиной n^=n+ic, где c — характеризует поглощение. В ви­димой и УФ областях спектра осн. значение имеют колебания эл-нов, а в ИК — колебания ионов.

Согласно классич. представлениям, под действием электрич. поля световой волны эл-ны атомов или молекул совершают вынужденные колебания с частотой, равной частоте приходящей волны. При приближении частоты све­товой волны к частоте собств. коле­баний эл-нов возникает явление ре­зонанса, обусловливающее поглоще­ние света. Наличие собств. частоты колебаний приводит к зависимости n от n, хорошо передающей весь ход Д. с. как вблизи полос поглощения, так и вдали от них. Для того чтобы получить количеств. совпадение с опытом, в классич. теории приходи­лось вводить для каждой линии по­глощения нек-рые эмпирич. константы («силы осцилляторов»). Согласно элект­ронной теории, справедливы прибли­жённые ф-лы:

где N — число ч-ц в ед. объёма, m — масса эл-на, g — коэфф. затухания. На рис. 3 приведены графики зави­симости n и c от n/n₀.

Квант. теория подтвердила качеств. результаты классич. теории и, кроме того, дала возможность связать эти константы с др. хар-ками электронных оболочек атомов (с их волновыми функ­циями в разных энергетич. состоя­ниях).

 

Рис. 3. Графики за­висимости n и c от n/n₀.

Квант. теория объяснила также особенности Д. с., наблюдающиеся в тех случаях, когда имеется значит.

число атомов в возбуждённых состо­яниях (т. н. отрицательная Д. с.).

Д. с. в прозрачных материалах, применяемых в оптич. приборах, име­ет большое значение при расчёте спектральных приборов, при расчёте ахроматич. линз или призм, для уни­чтожения Д. с., вызывающей хрома­тическую аберрацию, и др.

Вращательная диспер­сия — изменение угла вращения пло­скости поляризации j в зависимости от длины волны К. В прозрачных в-вах угол j обычно возрастает с уменьше­нием К, причём для нек-рых сред приближённо выполняется закон Био: j=К/l² (К — постоянная для дан­ного в-ва). Вращательная Д. с. такого типа наз. нормальной. В области по­глощения света ход вращательной Д. с. значительно сложнее, причём угол j может достигать огромных ве­личин (аномальная вращат. диспер­сия). См. Вращение плоскости поля­ризации.

•Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959.

М. Д. Галанин.

ДИССИПАТИВНЫЕ СИСТЕМЫ, механич. системы, полная механич. энер­гия к-рых (т. е. сумма кинетич. и потенц. энергии) при движении убы­вает, переходя в др. формы энергии, напр. в теплоту. Этот процесс наз. процессом диссипации (рассеяния) ме­ханич. энергии; он происходит вслед­ствие наличия разл. сил сопротивле­ния (трения), к-рые наз. также диссипативными силами. Примеры Д. с.: тв. тело, движущееся по поверхности другого при наличии трения; жид­кость или газ, между ч-цами к-рых

при   движении   действуют   силы   вязкости  (вязкое  трение).

Движение Д. с. может быть как замедленным, или затухающим, так и ускоренным. Напр., колебания груза т, подвешенного к пружине (рис., а), будут затухать вследствие сопротив­ления среды и внутреннего (вязкого) сопротивления, возникающего в ма­териале самой пружины при её де­формациях. Движение же груза т вдоль шероховатой наклонной пло­скости, происходящее, когда скаты­вающая сила больше силы трения (рис., б), будет ускоренным. При этом его скорость v, а следовательно, и кинетич. энергия T=mv²/2 (где т — масса груза) всё время возра­стают, но это возрастание происходит медленнее, чем убывание потенц. энер­гии П=mgh (g — ускорение свободного падения, h — высота положения гру­за). В результате полная механич.

энергия груза T+П всё время убы­вает.

Понятие «Д. с.» применяют в физике также по отношению и к немеханич. системам во всех случаях, когда энер­гия упорядоченного процесса перехо­дит в энергию неупорядоченного про­цесса, в конечном счёте — в энергию теплового (хаотического) движения молекул. Так, система контуров, в к-рой происходят колебания электрич. тока, затухающие из-за наличия омич. сопротивления, будет также Д. с.; в этом случае электрич. энергия пере­ходит в джоулеву теплоту.

Практически в земных условиях из-за неизбежного наличия сил со­противления все системы, в к-рых не происходит притока энергии извне, являются Д. с. Рассматривать их как консервативные, т. е. такие, в к-рых имеет место сохранение механич. энер­гии, можно лишь приближённо, от­влекаясь от учёта сил сопротивления. Однако и неконсервативная система может не быть Д. с., если в ней диссипация энергии компенсируется при­током энергии извне. Напр., отдельно взятый маятник часов из-за наличия сопротивлений трения будет Д. с., и его колебания (как и груза на рис., а) будут затухать. Но при периодич. притоке энергии извне за счёт завод­ной пружины или опускающихся гирь диссипация энергии компенсируется, и маятник будет совершать автоколе­бания. С. М. Таре.

ДИССИПАЦИЯ ЭНЕРГИИ (от лат. dissipatio — рассеяние), у физ. си­стем — переход части энергии упо­рядоченного процесса (напр., элект­рич. тока) в энергию неупорядочен­ного процесса, в конечном счёте — в тепловую (напр., в джоулеву теп­лоту); у механич. систем — переход части их механич. энергии в др. формы (напр., в теплоту) за счёт наличия сил сопротивления. См. Диссипативные системы.

ДИССОЦИАЦИЯ (от лат. dissociatio — разъединение), распад молеку­лы, радикала, иона или комплексного соединения на две или неск. частей. В зависимости от фактора, индуциру­ющего Д.,— повышения темп-ры или действия света — Д. наз. термической или фотохимической. Количественной характеристикой Д. является степень Д.— отношение кол-ва диссоцииро­вавших молекул к общему кол-ву мо­лекул данного в-ва. Энергия Д. (энер­гия хим. связи) может быть определена с помощью электронного удара, спектроскопич. и кинетич. методами. Рас­пад молекулы в р-ре наз. электролитич.  Д.

В. Г. Дашееский.

ДИСТИЛЛЯЦИЯ (от лат. distillatio — отекание каплями) (перегонка), разделение жидких смесей, основан­ное на различии темп-р кипения ком­понентов смеси или на различии их скоростей испарения. Для Д. созда­ются условия, при к-рых один из компонентов переходит в пар, к-рый затем конденсируется.

168

 

 

ДИСТОРСИЯ (от лат. distorsio — искривление), одна из аберраций оп­тических систем, для к-рой харак­терно нарушение геом. подобия между объектом и его изображением. Д. обус­ловлена неодинаковостью линейного увеличения оптического на разных участках изображения. Пример иска­жений, даваемых системой, обладаю­щей Д., приведённые на рисунке изображения квадрата. Слева пока­зано изображение, искажённое за счёт

т. н. подушкообразной, или положи­тельной, Д., справа — искажённое за счёт т. н. бочкообразной, или отри­цательной, Д. Количественно Д. оптич. системы характеризуют отно­сительной Д. v=bet/b₀-1, где b₀ — линейное увеличение идеальной системы без Д., а b — увеличение, имеющее место в действительности. Относит. Д. выражается в %.

Д. особенно стараются избежать в фотогр. объективах, применяемых в геодезии, фотограмметрии и аэрофо­тосъёмке. Для хороших фотообъек­тивов v близка к 0,5%. В отд. случаях Д. можно устранить полностью.

ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЁТКА, оптич. прибор, представляющий собой периодич. структуру из большого чис­ла регулярно расположенных эле­ментов, на к-рых происходит дифрак­ция света (напр., параллельных и равноотстоящих штрихов, нанесённых на плоскую или вогнутую оптич. поверхность). Штрихи с определённым и постоянным для данной Д. р. про­филем повторяются через одинаковый промежуток d, наз. её периодом (рис. 1). Осн. св-во Д. р.— способность раскладывать падающий на неё пучок света по длинам волн, поэтому она используется в кач-ве диспергирую­щего элемента в спектральных при­борах. Если штрихи нанесены на плоскую поверхность, то Д. р. наз. п л о с к о й, если на вогнутую (обыч­но сферическую) поверхность — в о г н у т о й. Различают отражательные и прозрачные Д. р. У отража­тельных Д. р. штрихи наносятся на зеркальную (обычно металличе­скую) поверхность, и наблюдение ве­дётся в отражённом свете. У про­зрачных Д. р. штрихи наносятся на поверхность прозрачной (обычно стеклянной) пластинки (или выреза­ются в виде узких щелей в непро­зрачном экране), и наблюдение ве­дётся в проходящем свете. В совр. спектр. приборах применяются гл. обр. отражат. Д. р.

Наиболее наглядно описание дей­ствия Д. р. для прозрачной Д. р. При падении монохроматического параллельного пучка света с длиной волны l под углом a на Д. р. (рис. 1), состоящую из щелей ширины 6, раз­делённых непрозрачными промежут­ками, происходит интерференция волн, исходящих из разных щелей. В результате после фокусировки на экране образуются максимумы, поло­жение к-рых определяется ур-нием: d(sina+sinb)=ml, где b — угол меж­ду нормалью к решётке и направле­нием распространения дифракц. пучка

Рис. 1. Схема образования спектров с по­мощью прозрачной дифракц. решётки, сос­тоящей из щелей.

 

(угол дифракции); целое число m=0, ±1, :±2, ±3, . . . равно кол-ву длин волн, на к-рое волна от нек-рого элемента данной щели Д. р. отстаёт от волны, исходящей от такого же элемента соседней щели (или опере­жает её). Монохроматич. пучки, отно­сящиеся к разл. значениям m, наз. порядками спектра, а со­здаваемые ими изображения входной щели — спектральными линиями М₁. Все порядки, соответствующие поло­жит. и отрицат. значениям то, сим­метричны относительно нулевого. По мере возрастания числа щелей Д. р. спектр. линии становятся более уз­кими и резкими.

Если на Д. р. падает излучение сложного спектр. состава, то для каждой длины волны получится свой набор спектр. линий M₂, и, следова­тельно, излучение будет разложено в спектры по числу возможных зна­чений т. Относит. интенсивность ли­ний определяется ф-цией распреде­ления энергии от отдельной щели.

Осн. хар-ками Д. р. явл. угловая дисперсия и разрешающая способ­ность. Угловая дисперсия Db/Dl, характеризующая угл. ши­рину спектра, для данной l не за­висит от параметров решётки, а за­висит только от углов a и b и возра­стает с увеличением b:

Т. о., угл. ширина спектров изменя­ется приблизительно пропорц. номеру порядка спектра. Разрешающая способность R измеряется от­ношением l к наименьшему интервалу длин волн Dl, к-рый ещё может раз­делить решётка:

R=l/Dl=mN =(W/l)(sina+sinb),

где N — число штрихов Д. р., а W — ширина всей Д. р. При заданных углах R может быть повышена только за счёт W. Д. р. даёт неск. налага­ющихся друг на друга спектров разл. порядков. Макс. интервал длин волн, к-рый можно наблюдать без перена­ложения, наз. свободной спек­тральной областью F_l=l/m, где l — мин. длина волны спектр. интервала.

Д. р., применяемые для работы в разл. областях спектра, отличаются размерами, формой, материалом по­верхности, профилем штрихов и их частотой (от 6000 штрих/мм в рентге­новской до 0,25 штрих/мм в ИК).

Большинство совр. Д. р. имеют штрихи ступенчатого профиля, по­зволяющие сконцентрировать осн. часть падающей энергии в направ­лении к.-л. одного ненулевого по­рядка (см. Эшелетт).

Для УФ и видимой областей наиб. типичны Д. р., имеющие от 300 до 1200 штрих/мм. Штрихи этих Д. р. выполняют в тонком слое алюминия, предварительно нанесённом на стек­лянную поверхность испарением в вакууме. Д. р. в вакуумной УФ об­ласти изготавливаются на стеклянных поверхностях. В этой области неза­менимы вогнутые отражательные Д. р.,

Рис. 2. Схема образования спектров с по­мощью вогнутой дифракц. решётки.

 

выполняющие одновременно роль Д. р. и собирающей линзы. Если поместить вогнутую Д. p. G (радиуса r₀) и ис­точник света S (рис. 2) на окруж­ности радиуса r₀/2, то спектр фокуси­руется на той же окружности (ок­ружность Р о у л а н д а). Для умень­шения астигматизма вогнутые Д. р. иногда выполняют с перем. шагом и непрямолинейными штрихами или на­носят их на асферич. поверхности.

169

 

 

В 70-х гг. разработана новая тех­нология изготовления Д. р., основан­ная на создании периодич. распреде­ления интенсивности на спец. фоточувствит. материалах (фоторезистах) в результате интерференции лазер­ного излучения. Такие Д. р., наз. топографическими, имеют высокое кач-во и применяются в ви­димой и УФ областях спектра; число штрихов в этих решётках доходит до 6000 на 1 мм, а размеры до 600X400 мм². Д. Р. применяются не только в спектр. приборах, но также в кач-ве оптич. датчиков линейных и угл. перемещений (измеритель­ные Д. р.), поляризаторов и фильтров ИК излучения, делителей пучков в интерферометрах и для др. целей.

•Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Тара­сов К. И., Спектральные приборы, Л., 1968. См. также лит. при ст. Дифракция света. Э. А. Яковлев.

ДИФРАКЦИЯ ВОЛН (от лат. diffractus — разломанный, преломлён­ный), в первоначальном узком смыс­ле — огибание волнами препятствий, в современном более широком — лю­бое отклонение при распространении волн от законов геометрической оп­тики. При таком общем толковании Д. в. переплетается с явлениями рас­пространения и рассеяния волн в неод­нородных средах. Благодаря дифрак­ции волны могут попадать в область геом. тени: огибать препятствия, сте­литься вдоль поверхностей, проникать через небольшие отверстия в экранах и т. п. Напр., звук может быть услы­шан за углом дома или радиоволна может проникнуть за горизонт даже без отражения от ионосферы.

Дифракц. явления практически не зависят от природы дифрагирующих полей и в большинстве случаев объ­ясняются в рамках линейного вол­нового уравнения или вытекающих из него интегр. соотношений. Важней­шим из них явл. Гюйгенса — Френеля принцип, согласно к-рому волн. поле в произвольной точке пр-ва склады­вается из вторичных волн, испуска­емых нек-рыми фиктивными источни­ками на поверхности (строго говоря, замкнутой), отделяющей эту точку от первичной падающей волны. По­этому, поставив на пути волн экран с малым отверстием (размеры к-рого D, напр., порядка или меньше длины волны l), получим в отверстии экрана источник, излучающий вторичную сферич. волну, распространяющуюся так­же и в область тени. Два разнесённых отверстия (или щели) излучают две сферич. волны, к-рые, интерферируя, образуют дифракц. картину с череду­ющимися максимумами и минимумами излучения. Периодич. набор щелей (или, соответственно, рисок, нанесён­ных на прозрачную подложку) даёт дифракционную решётку. Когда такие системы применяются в кач-ве излучателей, они наз. дифракц. антенна­ми.

Структура дифракц. поля сущест­венно зависит от расстояния L между излучателем и точкой наблюдения. Различают Френеля дифракцию при L ~D²/l и Фраунгофера дифракцию при L>>D²/l,. Здесь D — характерный размер всего излучателя (диаметр от­верстия, радиус кривизны края пре­пятствия, длина решётки и т. п.). В первом случае вторичные волны от наиболее разнесённых участков излу­чателя могут приходить в нек-рые точки наблюдения с противополож­ными фазами, что приводит к образо­ванию т. н. зон Френеля; во втором случае они приходят в одинаковых фазах, и результирующее поле пред­ставляет собой сферически сходящую­ся волну с локально плоской струк­турой.

Эффективность излучения вторич­ных волн заметно падает с уменьше­нием отношения D/l [в дипольном приближении ~(D/l)⁴], поэтому наиб. отчётливо дифракция начинает про­являться лишь при D ~ l. Напр., Д. в. на воде (l ~ 1 м) или звука в воздухе (l~1 см) может наблюдаться практически всегда, дифракция света (l=10^-4—10^{-5 см) требует выпол­нения особых условий (игольчатое отверстие, острый край бритвы и т. п.), а для дифракции рентгеновских лучей (}l»10^-7 —10^{-9 см) приходится использовать крист. решётки.}

Явления дифракции имеют место и в микромире (см. Дифракция микро­частиц), поскольку объектам квант. механики свойственно волн. пове­дение.

М. А. Миллер.

ДИФРАКЦИЯ МИКРОЧАСТИЦ, рас­сеяние эл-нов, нейтронов, атомов и др. микрочастиц кристаллами или молекулами жидкостей и газов, при к-ром из нач. пучка ч-ц возникают дополнительные отклонённые пучки этих ч-ц. Направление и интенсив­ность таких отклонённых пучков за­висят от строения рассеивающего объ­екта.

Д. м. может быть понята лишь на основе квантовомеханич. пред­ставлений о микрочастице как о волне (см. Корпускулярно-волновой дуализм). Согласно квант. механике, свободное движение ч-цы с массой m и со ско­ростью v (энергией ξ) можно пред­ставить как плоскую монохроматич. волну (волну де Бройля) с длиной волны l=h/mv или, если v не слишком высока,

l=h/Ö2mξ, (1)

распространяющуюся в направлении движения ч-цы.

При вз-ствии ч-цы с кристаллом, молекулой и т. п. её энергия меня­ется: к ней добавляется потенц. энер­гия этого вз-ствия, что приводит к изменению движения ч-цы и соотв. меняется хар-р распространения свя­занной с ней волны, причём это про-

исходит согласно принципам, общим для всех волн. явлений. Поэтому осн. геом. закономерности Д. м. ничем не отличаются от закономерностей ди­фракции рентгеновских лучей и ди­фракции волн др. диапазонов. Общим условием дифракции волн любой при­роды явл. соизмеримость длины па­дающей волны l с расстоянием d между рассеивающими центрами: l£d. Наиболее чёткая картина получа­ется при Д. м. на кристаллах. Кри­сталлы обладают высокой степенью упорядоченности, атомы в них рас­полагаются в трёхмерно-периодиче­ской крист. решётке, т. е. образуют пространств. дифракц. решётку для соответствующих l. Дифракция волн на такой решётке происходит в ре­зультате рассеяния на системах па­раллельных кристаллографич. пло­скостей, на к-рых в строгом порядке расположены рассеивающие центры. Дифракц. картина от кристалла пред­ставляет собой расположенные определ. образом максимумы интенсивно­сти рассеянных кристаллом ч-ц (рис. 1). Условием наблюдения ди­фракц. максимума при отражении от

Рис. 1. Дифракц. картина, образованная пучком эл-нов (V=60 кВ, l=0,05Å) при про­хождении их через монокристальную плён­ку моногидрата хлористого бария. Центр. пятно — след нач. пучка, остальные пят­на — дифракц. максимумы от разл. систем кристаллографич. плоскостей.

 

кристалла явл. Брзгга — Вульфа ус­ловие:

2dsinq=nl; (2)

здесь q — угол, под к-рым падает пучок ч-ц на данную кристаллографич. плоскость (угол скольжения), d — расстояние между соответствую­щими кристаллографич. плоскостями, n — целое число (порядок отражения).

Тепловое движение атомов в кри­сталле не меняет направлений днфрагиров. пучков, но интенсивность их с увеличением q уменьшается. При Д. м. на жидкостях, аморфных телах или молекулах газа — объектах, не обладающих упорядоченным строе­нием, обычно наблюдается несколько размытых дифракц. максимумов.

Историческая справка. Д. м. впер­вые была обнаружена эксперимен­тально в опыте амер. физиков К. Дэ-

170

 

 

Рис. 2. Запись дифракц. максимумов в опыте Дэвиссона — Джермера, полученная при разл. углах j поворота кристалла для двух значений угла отклонений эл-нов q и двух ускоряющих напряжений V. Максимумы от­вечают отражению от разл. кристаллографич. плоскостей, индексы к-рых указаны в скобках.

 

виссона и Л. Джермера (1927). В этом опыте эл-ны, ускоренные электрич. полем (напряжением V~100 В, т. н. медленные эл-ны с l ~ 1 Å и менее), «отражались» от кристаллографич. по­верхностей вращающегося кристалла никеля (d ~ неск. Å). При определ. углах поворота возникали максимумы (рис. 2), к-рые регистрировались с помощью гальванометра под разными углами отклонения 0 к первичному пучку и при различных ускоряющих напряжениях (и, следовательно, раз­личных l). Расположение максимумов распределения отражённых эл-нов со­ответствовало ф-ле (2), и их появление могло быть объяснено только на ос­нове представлений о волнах и их дифракции; т. о., волн. св-ва эл-нов были доказаны экспериментально. Вскоре была обнаружена и дифракция быстрых эл-нов на прохождение (при ускоряющих электрич. напряжениях порядка десятков кВ эл-ны. могут проникать через плёнки в-ва толщи­ной 10^{-5 см., рис. 1).}

На рубеже 30-х гг. удалось наблю­дать и дифракцию атомов и молекул. Атомам с массой М, находящимся в газообразном состоянии в сосуде при абс. темп-ре Т, соответствует длина волны

l=h/Ö(3MkT)     , (3)

т. к. ср. кинетич. энергия атома ξ=³l₂kT. Для лёгких атомов и молекул (Н, Н₂, Не) при, Т ~100К l также составляет ок. 1Å . Дифрагирующие атомы или молекулы практически не проникают в глубь кристалла; по­этому можно считать, что их дифрак­ция происходит при рассеянии от поверхности кристалла, т. е. как на плоской дифракционной решётке (рис. 3).

Позже наблюдалась дифракция про­тонов и дифракция нейтронов (рис. 4). Так было доказано экспериментально, что волн. св-ва присущи всем микро­частицам.

В широком смысле слова дифракц. рассеяние всегда имеет место при упругом рассеянии разл. элем. ч-ц атомами и ат. ядрами, а также друг другом. С другой стороны, представ­ление о корпускулярно-волновом дуа­лизме материи укрепилось при анализе явлений, всегда считавшихся типично волновыми, напр. дифракции рентг. лучей — коротких эл.-магн. волн с длиной волны l»0,5—5 Å, к-рые

Рис. 3. Схема прибора для наблюдения диф­ракции ат. или мол. пучков: А — пучок ч-ц; К — кристалл; О — капилляр, подводя­щий газ; D — диафрагма; R — приёмник, соединённый с манометром. Манометр измеряет давление, созданное дифрагиров. пуч­ком.

Рис. 4. Дифракция нейтронов на кристалле NaCl.

 

можно рассматривать и регистриро­вать как поток ч-ц — фотонов, оп­ределяя с помощью счётчиков число фотонов рентг. излучения.

Интерпретация дифракционной кар­тины. Волн. св-ва присущи каждой ч-це в отдельности, что было под­тверждено в опыте по дифракции эл-нов, поочерёдно летящих через образец. При этом постепенно, по истечении нек-рого времени, возни­кала обычная картина дифракции.

Это означало, что каждый отдель­ный эл-н подчиняется всем законам волн. оптики, а дифракц. эффект обя­зан вз-ствию волны де Бройля каж­дого эл-на со всеми атомами кристалла.

Образование дифракц. картины при рассеянии ч-ц интерпретируется в квант. механике след. образом. Про-

шедший через кристалл эл-н в ре­зультате вз-ствия с крист. решёткой образца отклоняется от первонач. на­правления движения и попадает в нек-рую точку фотопластинки, уста­новленной за кристаллом. При длит. экспозиции постепенно возникает упо­рядоченная картина дифракц. мак­симумов и минимумов в распределении эл-нов, прошедших через кристалл. Точно предсказать, в какое место фотопластинки попадёт данный эл-н, нельзя, но можно указать вероятность его попадания после рассеяния в ту или иную точку пластинки. Эта веро­ятность определяется квадратом мо­дуля волновой функции эл-на |y|². Однако, поскольку вероятность при больших числах испытаний реализу­ется как достоверность, при прохож­дении огромного числа эл-нов через кристалл, как это имеет место в ре­альных экспериментах, величина |y|² определяет наблюдаемое распределе­ние интенсивности в дифрагиров. пуч­ках.

Атомные амплитуды рассеяния для различных микрочастиц. Вследствие общности геом. принципов дифракции теория Д. м. многое заимствовала из развитой ранее теории дифракции рентг. лучей. Однако вз-ствие разного рода ч-ц с в-вом имеет разл. физ. природу, что и определяет специфику рассеяния разл. ч-ц атомами. Напр., рассеяние эл-нов определяется вз-ствием электрич. заряда эл-на с электростатич. потенциалом атома j(r) (r — расстояние от ядра), к-рый склады­вается из потенциала положительно заряж. ядра и потенциала электрон­ной оболочки атома; потенц. энергия этого вз-ствия U=ej(r). Рассеяние нейтронов определяется потенциалом их сильного вз-ствия с ат. ядром, а также вз-ствием магн. момента нейт­рона с магн. моментом атома (магн. рассеяние нейтронов).

Рассеивающую способность атома характеризуют атомной ампли­тудой рассеяния f(q) (q — угол рассеяния), к-рая определяется потенц. энергией вз-ствия ч-ц данного сорта с атомами рассеивающего в-ва (см. А томный фактор). Интенсивность рассеяния пропорц. f²(q). Если из­вестны ат. амплитуда и взаимное расположение рассеивающих центров (ат. структура в-ва), то можно рас­считать общую картину дифракции, к-рая образуется в результате интер­ференции вторичных волн, исходящих из рассеивающих центров.

Ат. амплитуда рассеяния эл-нов f_э максимальна при q=0 и спадает с увеличением q. Величина f_э зависит также от ат. номера Z и от строения электронных оболочек атома, в ср. возрастая с увеличением Z приблизи­тельно как Z^1//3 для малых q и как Z при больших значениях О, но обна­руживает колебания, связанные с

171

 

 

периодичностью заполнения электрон­ных оболочек.

Ат. амплитуда рассеяния нейтронов f_н для тепловых нейтронов не зависит от угла рассеяния (рассеяние сфери­чески симметрично), т. к. ат. ядро с радиусом ~10^{-13 см явл. для них «точкой» (длина волны тепловых ней­тронов ~10-8 см). Для нейтронов нет явной зависимости} f_н от Z. Вслед­ствие наличия у нек-рых ядер т. н. резонансных уровней энергии, близ­ких к энергии тепловых нейтронов, f_н для таких ядер отрицательны.

Атом рассеивает эл-ны значительно сильнее, чем рентг. лучи и нейтроны: абс. значения амплитуды рассеяния эл-нов ~10^{-8 см, рентг. лучей ~10-11}см, нейтронов ~10^-12см. Т. к. интенсивность рассеяния ~f², эл-ны взаимодействуют с в-вом примерно в 10⁶ раз сильнее, чем рентг. лучи, и тем более нейтроны. Поэтому образ­цами для наблюдения дифракции быст­рых эл-нов обычно служат тонкие плёнки толщиной 10^-6—10^{-5 см, а для дифракции рентг. лучей и нейт­ронов — толщиной в неск. мм.}

Д. м., сыгравшая большую роль в установлении двойственной природы материи, в дальнейшем стала одним из осн. методов изучения структуры в-ва (см. Электронография, Нейтро­нография).

• Блохинцев Д. И., Основы квантовой механики, 4 изд., М., 1963, гл. 1, § 7—8; Пинскер 3. Г., Дифракция электронов, М.—Л., 1949; В Эйнштейн Б. К., Структурная электронография, М., 1956; Бэкон Дж., Дифракция нейтронов, пер. с англ., М., 1957; Рамзей Н., Молеку­лярные пучки, пер. с англ., М., 1960.

Б. К. Вайнштейн.

ДИФРАКЦИЯ НЕЙТРОНОВ,        см. Дифракция микрочастиц.

ДИФРАКЦИЯ РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧЕЙ, явление, возникающее при упругом рассеянии рентгеновского из­лучения в кристаллах, аморфных те­лах, жидкостях или газах и состоящее в появлении отклонённых (дифраги­рованных) лучей, распространяющих­ся под определёнными углами к пер­вичному пучку. Д. р. л. обусловлена пространств. когерентностью между вторичными волнами, возникшими при рассеянии первичного излучения на эл-нах разл. атомов. В нек-рых на­правлениях, определяемых соотноше­нием между длиной волны излучения l и межатомными расстояниями в в-ве, вторичные волны складываются, находясь в одинаковой фазе, в ре­зультате чего создаётся интенсивный дифракц. луч. Дифракц. картина мо­жет быть зафиксирована на фотоплён­ке; её вид зависит от структуры объ­екта и эксперим. метода. Напр., рент­генограммы от монокристаллов (лауэграммы) образованы закономерно рас­положенными пятнами (рефлексами), от поликристаллов (дебаеграммы) — системой концентрич. окружностей, от аморфных тел, жидкостей и га-

зов — совокупностью диффузионных ореолов вокруг центр. пятна. Д. р. л. впервые была экспериментально об­наружена на кристаллах нем. физика­ми М. Лауэ, В. Фридрихом и П. Книппингом в 1912 и явилась доказатель­ством волновой природы рентгенов­ских лучей.

Наиболее чётко выражена Д. р. л. на кристаллах. Кристалл явл. естеств. трёхмерной дифракц. решёткой для рентгеновского излучения, т. к. расстояние между рассеивающими цен­трами (атомами) в нём одного порядка с l рентгеновского излучения (~1 Å =10^{-8 см). Д. р. л. на кристаллах можно рассматривать как избиратель­ное (по} l) отражение рентгеновских лучей от систем ат. плоскостей кри­сталлической решётки (см. Брэгга — Вульфа условие). Направление диф­ракц. максимума удовлетворяет усло­виям Лауэ:

Здесь а, b, с — периоды крист. ре­шётки по трём её осям; a₀, b₀, g₀ — углы, образуемые падающим, а a, b, g — рассеянным лучом с осями кри­сталла; h, k, l — целые числа (Мил­лера индексы).

Интенсивность дифрагиров. луча оп­ределяется атомными факторами, к-рые зависят от электронной плот­ности атомов, расположением атомов в элем. ячейке (структурным фак­тором), а также интенсивностью теп­ловых колебаний атомов крист. ре­шётки. На неё влияют также размеры и форма объекта, степень совершен­ства кристалла и др. хар-ки. Зависи­мость величины и пространств. рас­пределения интенсивности рассеян­ного рентгеновского излучения от структуры и др. хар-к объекта легла в основу рентгеновского структурного анализа и рентгенографии материалов.

Д. р. л. на кристаллах даёт воз­можность определять длину волны рентгеновского излучения (см. Рент­геновская спектроскопия).

Д. р. л, на аморфных твёрдых те­лах, жидкостях и газах позволяет оценивать средние расстояния между молекулами или расстояния между атомами в молекуле и определять распределение плотности в-ва.

Дифрагиров. пучки составляют часть всего рассеянного излучения. Из-за нарушений периодичности стро­ения кристаллов часть излучения рас­сеивается некогерентно и образует изотропный фон. Кроме того, на­блюдается комптоновское рассеяние с изменением l (см. Комптона эффект). ДИФРАКЦИЯ СВЕТА, в узком (наи­более употребительном) смысле — явление огибания лучами света кон­тура непрозрачных тел и, следова­тельно, проникновение света в область геом. тени; в широком смысле — про­явление волновых св-в света в ус­ловиях, близких к условиям применимости представлении геометриче­ской оптики.

В естеств. условиях Д. с. обычно наблюдается в виде нерезкой, раз­мытой границы тени предмета, освещаемого удалённым источником. Наиболее контрастна Д. с. в про­странств. областях, где плотность по­тока лучей претерпевает резкое из­менение (в области каустической по­верхности, фокуса, границы геом. тени и др.). В лабораторных условиях можно выявить структуру света в этих областях, проявляющуюся в чередо­вании светлых и тёмных (или окра­шенных) областей на экране. Иногда эта структура проста, как, напр., при Д. с. на дифракционной решётке, часто очень сложна, напр. в области фокуса линзы. Д. с. на телах с рез­кими границами используется в ин­струментальной оптике и, в частности, определяет предел возможностей оптич. устройств.

Первая элем. количеств. теория Д. с. была развита франц. физиком О. Фре­нелем (1816), к-рый объяснил её как результат интерференции вторичных волн (см. Гюйгенса — Френеля прин­цип). Несмотря на недостатки, метод этой теории сохранил своё значение, особенно в расчётах оценочного ха­рактера.

Метод состоит в разбиении фронта падающей волны, обрезанного краями экрана, на зоны Френеля. Считается,

Рис. 1. Дифракц. кольца при прохождении света: слева — через круглое отверстие, в к-ром укладывается чётное число зон; спра­ва — вокруг круглого экрана.

 

что на экране вторичные световые волны не рождаются и световое поле в точке наблюдения опреде­ляется суммой вкладов от всех зон. Если отверстие в экране оставляет открытым чётное число зон (рис. 1), то в центре дифракц. картины полу­чается тёмное пятно, при нечётном числе зон — светлое. В центре тени от круглого экрана, закрывающего не слишком большое число зон Фре­неля, получается светлое пятно. Ве­личины вкладов зон в световое поле в точке наблюдения пропорциональны площадям зон и медленно убывают с ростом номера зоны. Соседние зоны вносят вклады противоположных зна­ков, т. к. фазы излучаемых ими волн противоположны.

Результаты теории О. Френеля по­служили решающим доказательством волновой природы света и дали ос­нову теории зонных пластинок. Раз­личают два вида Д. с.— д и ф р а к-

172

 

 

ц и ю Френеля и дифрак­цию Фраунгофера в зави­симости от соотношения между раз­мерами тела b, на к-ром происходит дифракция, и величиной зоны Фре­неля Ö(zl) (а следовательно, в зависи­мости от расстояния z до точки на­блюдения). Метод Френеля эффекти­вен лишь тогда, когда размер отвер­стия сравним с размером зоны Фре­неля: b ~ Ö(zl) (дифракция в сходя­щихся лучах). В этом случае неболь­шое число зон, на к-рые разбивается сферич. волна в отверстии, опреде­ляет картину Д. с. Если отверстие в экране меньше зоны Френеля (b<<Ö(zl), дифракции Фраунгофера), как, напр., при очень удалённых от экрана наблюдателя и источника света, то можно пренебречь кривизной фронта волны, считать её плоской и картину дифракции характеризовать угловым распределением интенсивности пото­ка. При этом падающий параллельный пучок света на отверстии становится расходящимся с углом расхо­димости j ~ l/b. При освещении щели параллельным монохроматич. пучком света на экране получается ряд тёмных и светлых полос, быстро убывающих по интенсивности. Если свет падает перпендикулярно к пло­скости щели, то полосы расположены симметрично относительно центр. по­лосы (рис. 2), а освещённость меняется вдоль экрана периодически с изменением j, обращаясь в нуль при углах j, для к-рых sinj=ml/b (m=1, 2, 3, . . .).

Рис. 2.  Дифракция Фраунгофера на щели.

 

При промежуточных зна­чениях j освещённость достигает макс. значений. Гл. максимум имеет место при m=0 и sinj=0, т. е. j=0. С умень­шением ширины щели центр. светлая полоса расширяется, а при данной ширине щели положение минимумов и максимумов зависит от l, т. е. рас­стояние между полосами тем больше, чем больше l. Поэтому в случае белого света имеет место совокупность со­ответствующих картин для разных цветов; гл. максимум будет общим для всех l и представляется в виде белой полоски, переходящей в цветные по­лосы с чередованием цветов от фио­летового к красному.

В матем. отношении дифракция Фраунгофера проще дифракции Фре­неля. Идеи Френеля математически

воплотил нем. физик Г. Кирхгоф (1882), к-рый развил теорию гра­ничной Д. с., применяемую на практике. Однако в его теории не учитываются векторный характер све­товых волн и св-ва самого материала экрана. Математически корректная теория Д. с. на телах требует решения сложных граничных задач рассеяния эл.-магн. волн, имеющих решения лишь для частных случаев.

Первое точное решение было полу­чено нем. физиком А. Зоммерфельдом (1894) для дифракции плоской волны на идеально проводящем клине. На больших по сравнению с l расстояниях от острия клина результат Зоммерфельда предсказывает более глубокое проникновение света в область тени, чем это следует из теории Кирхгофа.

Дифракц. явления возникают не только на резких границах тел, но и в протяжённых системах. Такая объ­ёмная Д. с. обусловливается крупномасштабными по сравнению с l неоднородностями диэлектрич. про­ницаемости среды. В частности, объ­ёмная Д. с. происходит при дифрак­ции света на ультразвуке, в голограм­мах в турбулентной среде и нелиней­ных оптич. средах. Часто объёмная Д. с., в отличие от граничной, неот­делима от сопутствующих явлений отражения и преломления света. В тех случаях, когда в среде нет резких границ и отражение играет незначит. роль в характере распро­странения света в среде, для дифракц. процессов применяют асимптотич. ме­тоды теории дифференциальных ур-ний. Для таких приближённых методов, к-рые составляют предмет диффузионной теории ди­фракции, характерно медленное (на размере Я) изменение амплитуды и фазы световой волны вдоль луча.

В   нелинейной  оптике  Д.   с.   проис­ходит на неоднородностях показателя преломления,  к-рые создаются самим распространяющимся через среду из­лучением.   Нестационарный   характер этих   явлений  дополнительно   услож­няет  картину  Д.   с.,   в  к-рой  кроме углового преобразования спектра из­лучения  возникает  и частотное преобразование.

• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М. 1976    (Общий    курс    физики);     Б о р н М. Вольф Э.,  Основы оптики,  пер.  с англ. 2 изд., М., 1973.

С. Г. Пржибельский

ДИФРАКЦИЯ  СВЕТА НА УЛЬТРАЗВУКЕ     (акустооптическая     дифрак­ция).    При   распространении  света   в среде, в к-рой присутствует УЗ волна, происходит дифракция света. Впервые Д. с. на у.  была  обнаружена  П.   Дебаем и Ф.  Сирсом (США)  и одновре­менно Р. Люка и П. Бикаром (Фран­ция) в 1932.

Упругие деформации в звук. волне приводят к периодич. изменению по­казателя преломления и среды, в результате чего в среде возникает структура, аналогичная дифракцион­ной решётке, с периодом, равным длине звук. волны L. Если в такой структуре распространяется луч све­та, то в среде, помимо основного (0-го порядка), возникают дифракц. пучки света, характеристики к-рых — нап­равление в пр-ве, поляризация и ин­тенсивность — зависят от параметров звук. поля (частоты и интенсивности УЗ, толщины звук. пучка D), а также от угла 6, под к-рым падает свет на звук. пучок. В результате Доплера эффекта при рассеянии на движу­щейся решётке частота дифрагиров. света отличается от частоты падаю­щего на величину частоты звука.

Интенсивность света в дифракц. максимуме определяется фазовыми сдвигами между волнами, приходя­щими в точку наблюдения из всех точек объёма вз-ствия. При произ­вольном 6 эффективность Д. с. на у. h=I_m/I₀ мала (I₀ и I_m — интенсив­ности света в падающем пучке и в дифракц. пучке m-го порядка). Лишь при определённом q световые волны, идущие из разл. точек области вз-ствия, оказываются синфазными и эффек­тивность дифракции возрастает во много раз, т. е. возникает резо­нансная дифракция. Для неё характерна зависимость эффек­тивности от длины L пути, пройден­ного светом в области акустооптич. вз-ствия (длины вз-ствия). При до­статочно большой L интенсивность дифрагиров. света становится срав­нимой с интенсивностью падающего.

Рис.   1.   Схема   дифракции   Рамана — Ната.

 

Условия возникновения и характер резонансной Д. с. на у. зависят от соот­ношения между l и L, где l — длина волны света. Для НЧ звука (от неск. десятков МГц и ниже), для к-рого справедливо условие lL/L²<<1, ре­зонансная дифракция имеет место при норм. падении света на звук. пучок (т. н. дифракция Р а м а н а — Н а т а, рис. 1). При этом све­товая волна проходит сквозь звук. пучок, не отражаясь, а периодич. изменение n под действием УЗ при­водит к периодич. изменению фазы прошедшей световой волны. В ре­зультате на выходе из акустич. пучка плоская световая волна оказывается модулированной по фазе: её волновой фронт становится гофрированным. Та­кая волна эквивалентна большому числу плоских волн, распространяю­щихся под малыми углами друг к другу. В соответствии с этим падаю-

173

 

 

щий световой луч разбивается на серию лучей, направленных под ма­лыми углами q'_m=ml/L (m=0, ±1, . . .— порядок дифракции) к направ­лению падающего света. Энергия па­дающего излучения распределяется среди мн. порядков дифракции сим­метрично относительно проходящего света.

Резонансная дифракция на ВЧ зву­ке (на частотах гиперзвука), длина волны к-рого удовлетворяет условию lL/L²>1, наз. брэгговской ди­фракцией. Она возникает в изо­тропной среде, если свет падает на

Рис. 2. Схема дифракции Брэгга.

звук. пучок под т. н. углом Брэгга (рис. 2) q_Б=arcsin((¹/₂)(l/L)). В этом

случае отклонение света происходит только в 1-й порядок дифракции: в + 1-й для света, падающего в сто­рону, противоположную распростра­нению звука, или в -1-й, если свет падает в сторону распространения звука. Объяснить дифракцию Брэгга можно тем, что падающая под углом к звук. решётке световая волна ча­стично отражается от неё и интерфе­ренция отражённых лучей определяет интенсивность дифрагиров. света — она максимальна, если разность оп-

выходит из звук. пучка под углом q'=q_б. Для фиксированной К сущест­вует предельная звук. частота f_макс= 2с/l (с — скорость звука), выше к-рой брэгговская дифракция невоз­можна. Эта частота отвечает отра­жению световой волны назад от звук. решётки.

В анизотропной среде брэгговская дифракция может происходить как с изменением поляризации у дифрагированного света, так и без него. В последнем случае картина ди­фракции аналогична картине брэг­говской дифракции в изотропной среде. При дифракции с изменением поля­ризации брэгговский угол опреде­ляется не только соотношением длин волн света и звука, но и оптич. св-вами среды. Продифрагировавший свет вы­ходит из звук. пучка под углом не равным брэгговскому. Дифракция све­та с данной длиной волны возможна на звук. волнах, частоты .к-рых огра­ничены не только сверху, но и

снизу: f_мин<f<f_макс. Миним. зна­чению частоты f₁ соответствует коллинеарная дифракция, при к-рой све­товые лучи, как падающий, так и дифрагированный, параллельны и рас­пространяются в одну сторону.

С помощью Д. с. на у. определяют­ся хар-ки звук. полей (звук. давление, интенсивность звука и т. п.), измеря­ются поглощение и скорость УЗ, модули упругости 2-го и 3-го поряд­ков, упругооптич. и магнитооптич. св-ва материалов. Д. с. на у. приме­няется в разл. устройствах акустооптики для модуляции и отклонения света, при акустооптич. обработке СВЧ сигналов, для приёма сигналов в УЗ-вых линиях задержки и др.

Дифракция света может происхо­дить не только на вводимой извне звук. волне, но и на собственных упругих колебаниях конденсирован­ных сред (тв. тел, жидкостей) — это т. н. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние.

• Ультразвук, М., 1979 (Маленькая энцик­лопедия); Физическая акустика, под ред. У. Мэзона и Р. Терстона, пер. с англ., т. 7, М., 1974, гл. 5; Т а к е р Дж., Р э м п т о н В., Гиперзвук в физике твердого те­ла, пер. с англ., М., 1975; Гуляев Ю. В., Проклов В. В., Шкердин Г. Н., Дифракция света на звуке в твердых телах, «УФН», 1978, т. 124, в. 1, с. 61.

В. М. Левин.

ДИФРАКЦИЯ   ЭЛЕКТРОНОВ,      см. Дифракция микрочастиц.

ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ (разностный метод), ме­тод измерений, в к-ром определяют разность между измеряемой и из­вестной физ. величинами. Известную величину чаще всего воспроизводят при помощи меры. Если разность между измеряемой и известной ве­личинами мала, то погрешность из­мерения в основном определяется точ­ностью знания известной величины. Напр., если разность не превышает 0,01 части измеряемой величины, из­мерение её с погрешностью 0,1% внесёт в общий результат погрешность не более 0,001%. Д. м. и. применя­ется при поверке средств измере­ний — сличении поверяемой меры с образцовой (напр., концевых мер дли­ны на компараторе), а также при испытаниях материалов и изделий, основанных на сравнении их с об­разцами. В области линейных изме­рений Д. м. и. наз. относитель­ным методом.

К. П. Широков.

ДИФФУЗИОННАЯ КАМЕРА, прибор, в к-ром можно наблюдать треки заряж. ч-ц, как и в Вильсона камере. Треки в Д. к. создаются каплями жидкости в пересыщенных парах спир­та, дересыщение их достигается за счёт непрерывного потока пара от горячей поверхности у крышки ка­меры к более холодной поверхности у её дна. В отличие от камеры Виль­сона, в Д. к. пересыщение существует постоянно (в нек-ром слое Д. к.), поэтому Д. к. чувствительна к иони­зирующим ч-цам непрерывно. Впер­вые осуществлена амер. физиком А. Лангсдорфом в 1936.

• Ляпидевский В. К., Диффузионная камера, «УФН», 1958, т. 66, в. 1, с. 111.

ДИФФУЗИЯ (от лат. diffusio — рас­пространение, растекание), взаимное проникновение соприкасающихся в-в друг в друга вследствие теплового движения ч-ц в-ва. Д. происходит в направлении уменьшения концент­рации в-ва и ведёт к его равномерному распределению по занимаемому объ­ёму (к выравниванию хим. потенциа­ла). Д. имеет место в газах, жидко­стях и тв. телах, причём диффундиро­вать могут как находящиеся в них ч-цы посторонних в-в, так и собствен­ные ч-цы (самодиффузия). Д. круп­ных ч-ц, взвешенных в газе или жид­кости (напр., ч-ц дыма или суспен­зии), осуществляется благодаря их броуновскому движению. Ниже в ста­тье рассматривается Д. молекул (или атомов).

Наиболее быстро Д. происходит в газах, медленнее — в жидкостях, ещё медленнее — в тв. телах, что обусловле­но характером теплового движения ч-ц в этих средах. Траектория движения каждой ч-цы газа представляет собой ломаную линию, т. к. при столкно­вениях она меняет направление и скорость движения. Поэтому диффу­зионное проникновение значительно медленнее свободного движения. Сме­щение ч-цы L меняется со временем случайным образом, но ср. квадрат его L² за большое число столкновений растёт пропорционально времени С L² ~ Dt; коэфф. пропорциональности D наз. коэфф. Д. Это соотношение, полученное А. Эйнштейном, справед­ливо для любых процессов Д. Для простейшего случая самодиффузии в газах коэфф. Д. может быть определён, если за ср. смещение принять ср. длину свободного про­бега молекулы l. Для газа l=ct, где с — ср. скорость движения ч-ц, t — ср. время между столкновениями. Т. о., D~l²/t ~lс (более точно D=¹/₃lc). Коэфф. Д. обратно про­порционален давлению р газа (т. к. l ~ 1/р); с ростом темп-ры Т (при пост. объёме) коэфф. D увеличивается пропорционально Г^1/2, т. к. с ~ ÖT. С увеличением мол. массы D умень­шается.

В жидкостях, в соответствии с характером теплового движения молекул, Д. осуществляется пере­скоками молекул из одного устойчивого положения в другое. Каждый скачок происходит при сообщении молекуле энергии, достаточной для разрыва её связей с соседними моле­кулами и перехода в окружение др. молекул (в новое энергетически вы­годное положение). Ср. перемещение при таком скачке не превышает меж-мол. расстояния. Диффузионное дви­жение ч-ц в жидкости можно рас­сматривать как движение с трением, к нему применимо второе соотношение Эйнштейна: D ~ ukT. Здесь u — по-

174

 

 

движность диффундирующих ч-ц, т. е. коэфф. пропорциональности между скоростью ч-цы с и движущей силой F при стационарном движении с тре­нием (с=uF). Если ч-цы сферически симметричны, то u=1/6phr, где h — коэфф. вязкости жидкости, r — радиус ч-цы (см. Стокса закон). В жидкости увеличение коэфф. Д. с ростом темп-ры обусловлено «разрыхлением» её струк­туры при нагреве и соответствующим увеличением числа перескоков в еди­ницу времени.

В твёрдом теле могут дей­ствовать неск. механизмов Д.: обмен местами атомов с вакансиями (не­занятыми узлами крист. решётки), перемещение атомов по междоузлиям, одноврем. циклич. перемещение неск. атомов, прямой обмен местами двух соседних атомов и т. д. Первый ме­ханизм преобладает, напр., при об­разовании тв. растворов замещения, второй — тв. растворов внедрения.

Коэфф. Д. в тв. телах крайне чув­ствителен к дефектам крист. решётки, возникшим при нагреве, напряжениях, деформациях и др. воздействиях. Уве­личение числа дефектов (гл. обр. вакансий) облегчает перемещение ато­мов в тв. теле и приводит к росту Д. В тв. телах характерна резкая (экс­поненциальная) зависимость D от Т. Так, коэфф. Д. цинка в медь при повышении Т от 20°С до 300°С воз­растает в 10¹⁴ раз.

ЗНАЧЕНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА ДИФФУЗИИ (при атм. давлении)

Для большинства науч. и практич. задач существенно не диффузионное движение отд. ч-ц, а обусловленное им выравнивание концентрации в-ва в первоначально неоднородной среде. Из областей высокой концентрации уходит больше ч-ц, чем из областей низкой концентрации. Через еди­ничную площадку в неоднородной среде проходит за единицу времени безвозвратный поток в-ва в сторону меньшей концентрации — диффузи­онный поток j. Он равен разности между числами ч-ц, пересекающих площадку в том и др. направлениях, и потому пропорционален градиенту концентрации _ÑС (уменьшению кон­центрации С на единицу длины). Эта зависимость выражается зако­ном Ф и к а (1855): j =-D_ÑС. Математически закон Фика аналоги­чен ур-нию теплопроводности Фурье. В основе этих явлений лежит единый механизм мол. переноса: в законе Фика — перенос массы, в ур-нии теплопроводности — энергии (см. Пере­носа явления).

Д. возникает не только при нали­чии в среде градиента концентрации (хим. потенциала). Под действием внешнего электрического поля про­исходит Д. заряженных ч-ц (элек­тродиффузия), действие по­ля тяжести или давления вызы­вает бародиффузию, в нерав­номерно нагретой среде возникает термодиффузия.

Все эксперим. методы определения Д. требуют приведения в контакт диф­фундирующих в-в и анализа их со­става, изменённого в процессе Д. Анализ состава производят химиче­скими, оптическими (по изменению показателя преломления или погло­щения света), масс-спектроскопическими методами, с помощью меченых атомов и т. д.

Д. важна в хим. кинетике и техно­логии. При протекании хим. реакции на поверхности катализатора или од­ного из реагирующих в-в (напр., го­рении угля) Д. может определять скорость подвода др. реагирующих в-в и отвода продуктов реакции, т. е. являться определяющим (лимитиру­ющим) процессом.

Для процессов испарения и кон­денсации, растворения кристаллов и кристаллизации Д. оказывается обыч­но определяющей. Д. газов через пористые перегородки или в струю

пара используется для изотопов раз­деления.

В жидких р-рах Д. молекул рас­творителя через полупроницаемые пе­регородки (мембраны) приводит к возникновению осмотич. давления (см. Осмос), что используется для разде­ления в-в. Д. лежит в основе мн. технологич. и биологич. процессов.

Д. А. Франк-Каменецкий.

ДИФФУЗИЯ НЕЙТРОНОВ, распро­странение нейтронов в в-ве, сопро­вождающееся многократным измене­нием направления и скорости их движения в результате их столкнове­ний с ат. ядрами. Д. н. в среде ана­логична диффузии атомов и молекул в газах и подчиняется тем же законо­мерностям. Быстрые нейтроны (с энер­гией, во много раз большей, чем ср. энергия теплового движения ч-ц сре­ды) при диффузии отдают энергию среде и замедляются. В слабо погло­щающих средах нейтроны приходят в тепловое равновесие со средой (тепловые нейтроны). В безграничной среде тепловой нейтрон диффундирует до тех пор, пока не поглотится одним из ат. ядер.

Диффузия тепловых нейтронов ха­рактеризуется коэфф. диффузии D и ср. квадратом расстояния L²_T от точки образования теплового нейтрона до точки его поглощения: L²_T=6Dt, где t — ср. время жизни теплового нейтрона в среде (табл.). Диффузию быстрых нейтронов характеризуют ср. квадратом расстояния l²_б между точ­кой образования быстрого нейтрона

(в яд. реакции или при радиоактив­ном распаде) и точкой его замедления до тепловой энергии.

При диффузии в ограниченной среде нейтрон с большой вероятностью вы­летает за её пределы, если радиус системы мал по сравнению с величиной

Ö(L²_T+L²_Б), и, напротив, нейтрон с большой вероятностью поглощается в среде, если её радиус велик по срав­нению с этой величиной. Д. нейтронов играет существенную роль в работе ядерных реакторов.

•   См.  лит.   при  ст.   Нейтронная   физика.

Ф. Л. Шапиро.

ДИФФУЗИЯ НОСИТЕЛЕЙ, переме­щение носителей заряда в полупро­водниках, обусловленное неоднородностями их концентрации. В резуль­тате Д. н. в ПП возникает электрич. ток плотностью:

j=eD_ngradrn-eD_pgradp,

где е — заряд эл-на, n — концентра­ция эл-нов проводимости, р — дырок, D_n, D_p — соответствующие коэфф. диффузии. Д. в. ПП с монополярной проводимостью (носители одного знака) сопровождается появлением объёмно­го заряда и электрич. поля. В резуль­тате возникает дрейф носителей, на­правленный противоположно Д-н. В условиях равновесия диффузионный и дрейфовый токи взаимно компенси­руются. Д. н. в ПП с биполярной проводимостью, несмотря на наличие носителей обоего знака, также со­провождается возникновением объём­ного заряда, поскольку, как правило, D_n¹D_p, и при диффузии носители одного знака обгоняют носителей дру­гого знака. При этом также появля­ется электрич. поле, к-рое тормозит более подвижные и ускоряет менее подвижные носители. В результате осуществляется перемещение носите-

175

 

 

лей обоих знаков — а м б и п о л я р н а я    диффузия,   коэфф.   к-рой

При n>>р D»D_p, а при n<<D»D_n. Амбиполярная диффузия неравновес­ных носителей явл. причиной Дембера эффекта и Кикоина — Носкова эффекта.

Э. М. Эпштейн.

ДИФФУЗНОЕ ОТРАЖЕНИЕ света, см. в ст. Отражение света.

ДИФФУЗНЫЙ РАЗРЯД, электри­ческий разряд в газе (напр., тлеющий или дуговой) в виде широкого све­тящегося столба. Д. р. формируется при низких давлениях (~10^-1—10мм рт. ст.) и в условиях, когда длина свободного пробега l<<d (межэлект­родного расстояния). Осн. механизмом потерь заряж. ч-ц из плазменного столба Д. р. явл. амбиполярная диф­фузия. Часто термин «Д. р.» употреб­ляется как противопоставление 'контрагированному разряду.

ДИФФУЗОР в гидроаэромеханике, участок проточного канала (трубо­провода), в к-ром происходит тормо­жение потока жидкости или газа. Поперечное сечение Д. может быть круглым, прямоугольным, кольцевым, эллиптическим, а также несиммет­ричным. По своему назначению и геом. форме Д.— устройство, обрат­ное соплу. Вследствие падения ср. скорости v давление р в направлении течения растёт (см. Бернулли урав­нение) и кинетич. энергия потока частично преобразуется в потенциаль­ную. В отличие от сопла, преобразо­вание энергии в Д. сопровождается заметным возрастанием энтропии и уменьшением полного давления. Раз­ность полных давлений на входе и выходе Д. характеризует его гидравлич. сопротивление и наз. потерями. Потерянная часть кинетич. энергии потока затрачивается на образование вихрей, работу против сил трения и необратимо переходит в теплоту. Дви­жение жидкости (газа) в направлении роста давления в потоке, т. е. сущест­вование положит. градиента давления в направлении течения,— осн. отли­чит. свойство Д.

В случае несжимаемой жидкости, а также при дозвуковой скорости газа v₁ перед входом в Д. (v₁<a, где а — скорость звука) площадь поперечного сечения канала в силу неразрывности уравнения должна увеличиваться в направлении течения, поэтому дозвук. Д. имеет форму расходящегося канала (рис. 1). При сверхзвук. скорости перед входом в Д. (v₁>а) он имеет форму сходящегося или цилиндрич. канала, в к-ром после торможения ср. скорость становится дозвуковой. Дальнейшее торможение дозвук. ско­рости осуществляется в расходящемся дозвук. Д., присоединённом к сверх­звук. Д. (рис. 2).

Вязкость оказывает решающее влия­ние на течение в Д. В пограничном слое скорость под действием вязкости быстро убывает, обращаясь в нуль на стенке Д. Кинетич. энергия в погра­ничном слое меньше, чем в остальной части потока, а статич. давление в данном поперечном сечении почти постоянно. Т. к. средняя скорость по длине Д. падает, а давление рас­тёт, то в сечении, расположенном на нек-ром расстоянии от входа в Д.,

Рис. 1. Дозвук. диффузор круглого сечения. 1 — сечение перед входом в диффузор; 2 — сечение за диффузором; 3 — профиль ско­рости; 4 — возвратное течение; 5 — циркуляц. течение.

Рис. 2. Сверхзвук. диффузор прямоугольного сечения. 7 — сходящаяся часть; 2 — гор­ловина (цилиндрич. участок); 3 — расходя­щаяся часть.

 

кинетич. энергия потока вблизи стен­ки недостаточна для того, чтобы пе­реместить жидкость или газ против сил давления, возрастающих в на­правлении потока. Вблизи этого се­чения начинается отрыв потока от стенки и возникает возвратное те­чение. В результате у стенки Д. образуются области циркуляц. дви­жения (рис. 1). Слой жидкости между оторвавшимся от стенки и осн. по­токами неустойчив и периодически свёртывается в вихри, к-рые сносятся вниз по потоку. Место расположения отрыва в Д. зависит от толщины по­граничного слоя, от величины по­ложит. градиента давления, опреде­ляемого геом. формой Д., а также от профиля скорости и степени турбу­лентности потока перед входом в Д. В случае сверхзвук. скорости перед входом в Д. торможение потока осу­ществляется в ударных волнах, взаи­модействующих между собой и отра­жающихся от стенок Д. (пунктир на рис. 2). Давление в потоке, про­шедшем через ударную волну, резко увеличивается, и под воздействием большого положит. градиента дав­ления в местах отражения ударных волн от стенок может происходить отрыв пограничного слоя (штриховка на рис. 2). Потери полного давления при торможении сверхзвук. потока в Д. намного больше, чем при тормо­жении дозвук. потока. Площадь гор­ловины (наиболее узкого поперечного

сечения) сверхзвук. Д. оказывает ре­шающее воздействие на течение и потери в Д.

Д. применяются, когда необходимо затормозить поток жидкости или газа с наименьшими потерями. Они ис­пользуются в газо-, нефте- и воздухо­проводах, в гидравлич. магистралях, в турбомашинах всех типов, в воз­душно-реактивных двигателях, эжек­торах, МГД-генераторах, аэродина­мических трубах, стендах для ис­пытаний ракетных двигателей и др.

Теория течения в Д. недостаточно разработана, его осн. хар-ки и оп­тимальную форму определяют на ос­новании результатов эксперим. иссле­дований и их теоретич. обобщения.

• Абрамович Г. Н., Прикладная га­зовая динамика, 4 изд., М., 1976; Дейч М. Е., Зарянкин А. Е., Газодинамика диффузоров и выхлопных патрубков турбомашин, М., 1970; И д е л ь ч и к И. Е., Справочник по гидравлическим сопротивле­ниям, 2 изд., М., 1975. С. Л. Вишневецкий,

ДИХРОИЗМ (от греч. dichroos — двух­цветный), различная окраска обла­дающих двойным лучепреломлением од­ноосных кристаллов в проходящем свете при взаимно перпендикулярных направлениях наблюдения — вдоль оптич. оси кристалла (т. н. «осевая» окраска) и перпендикулярно к ней («базисная» окраска). Д.— частный случай плеохроизма (многоцветности). Подробнее см. в ст. Плео­хроизм, где разъяснены также тер­мины круговой Д. и линей­ный Д.

ДИЭЛЕКТРИКИ (англ. dielectric, от греч. dia — через, сквозь и англ. electric — электрический), вещества, плохо проводящие электрич. ток. Тер­мин «Д.» введён Фарадеем для обо­значения в-в, в к-рые проникает элект­рич. поле. Д. явл. все газы (неиони­зованные), нек-рые жидкости и тв. тела. Электропроводность Д. по срав­нению с металлами очень мала. Их уд. электрич. сопротивление r — 10⁸— 10¹⁷ Ом•см. Количеств. различие в электропроводности Д. и металлов классич. физика пыталась объяснить тем, что в металлах есть свободные эл-ны, а в Д. все эл-ны связаны с атомами. Электрич. поле не отрывает их от атомов, а лишь слегка смещает. Квант. теория твёрдого тела объ­ясняет разные электрич. св-ва ме­таллов и Д. разл. характером рас­пределения эл-нов по уровням энер­гии. В Д. верхний заполненный эл-нами энергетич. уровень совпадает с верхней границей одной из разрешён­ных зон (в металлах он лежит внутри разрешённой зоны), а ближайшие свободные уровни отделены от за­полненных запрещённой зоной, к-рую эл-ны под действием обычных (не слишком сильных) электрич. полей преодолеть не могут (см. Зонная тео­рия). Действие электрич. поля сво­дится к перераспределению электрон­ной плотности, к-рое приводит к поляризации Д. Резкой границы меж­ду Д. и полупроводниками провести

176

 

 

нельзя. В-ва с шириной запрещённой зоны ξ_g<3 эВ условно относят к ПП, а с ξ_g>3эВ — к Д.

Поляризация. Механизмы поляри­зации Д. различны и зависят от ха­рактера хим. связи. Напр., в ионных кристаллах (NaCl и др.) поляризация явл. результатом сдвига ионов друг относительно друга (ионная по­ляризация; рис., а) и деформации электронных оболочек отд. ионов (электронная поляризация).

Рис. Поляризация диэлектриков: а — ион­ная; б — электронная; в — ориентационная.

 

В кристаллах с ковалентной связью (напр., алмаз) поляризация обуслов­лена гл. обр. смещением эл-нов, осу­ществляющих хим. связь (рис., б). В т. н. полярных Д. (напр., твёрдый H₂S) молекулы или радикалы пред­ставляют собой электрич. диполи, к-рые в отсутствии электрич. поля ориентированы хаотически, а в поле приобретают преимуществ. ориента­цию (рис., в). Такая ориентаци­онная поляризация типична для мн. жидкостей и газов. Сходный механизм поляризации связан с «пере­скоком» под действием электрич. поля отд. ионов из одних положений рав­новесия в другие. Особенно часто такой механизм наблюдается в в-вах с водородной связью, напр. у льда, где ионы водорода имеют неск. поло­жений равновесия.

Поляризацию     Д.     характеризуют электрич.   дипольным  моментом   единицы   объёма

где p_i — дипольные моменты ч-ц (атомов, ионов, молекул), N — число ч-ц в единице объёма (см. Поляризуемость). Вели­чина R зависит от напряжённости электрич. поля E. В слабых полях R=cE. Коэфф. пропорционально­сти c наз. диэлектрической восприимчивостью. Часто

вместо вектора R пользуются векто­ром электрич. индукции:

D=E+4pR=eE (в системе СГСЭ), (1)

где 6 — диэлектрическая проница­емость. В вакууме c=0 и e=1 (в системе СГСЭ). Величины c и e — осн. характеристики Д. В анизо­тропных крист. Д. направление R определяется не только направлением поля Е, но и направлением осей сим­метрии кристалла. Поэтому вектор R составляет разл. углы с E в за­висимости от ориентации Е по от­ношению к осям симметрии в кристал­ле. В этом случае e и c явл. тензорами.

Диэлектрики в переменном поле. Если поле E быстро изменяется во времени t, то поляризация Д. не ус­певает следовать за ним. Между ко­лебаниями R и E появляется раз­ность фаз 8. Диэлектрич. проница­емость в этом случае представляют комплексной величиной: e=e'-ie", причем e' и e" зависят от частоты перем. электрич. поля w. Абс. ве­личина |e|=Ö(e'²+e"²) определяет ам­плитуду колебания вектора индукции D, а отношение e'/e" определяет ди­электрические потери. В пост. элект­рич. поле e"=0, а e'=e.

В перем. электрич. полях высоких частот (оптич. диапазон) св-ва Д. принято характеризовать показате­лями преломления n и поглощения k (вместо e' и e"). Первый равен отно­шению скоростей распространения эл.-магн. волн в Д. и в вакууме. Пока­затель поглощения k характеризует затухание эл.-магн. волн в Д. Ком­плексный показатель преломления ра­вен n^=n(1+ik); величины n, k, e' и e" оказываются связанными соотноше­нием:

n(1+ ik)=Ö(e'-ie") . (2)

Поляризация диэлектриков в отсут­ствии электрич. поля Е. В крист. Д., где ионы разного знака расположены в определённом порядке, поляризация может существовать и в отсутствии электрич. поля. Обычно она не про­является, т. к. создаваемое электрич. поле компенсируется полем свободных зарядов, натекающих на поверхность кристалла извне и изнутри. Нару­шение компенсации, приводящее к врем. появлению электрич. поля в кристалле, происходит в пироэлектриках — при изменении темп-ры кри­сталла и в пьезоэлектриках — при де­формации. Разновидностью пироэлектриков явл. сегнетоэлектрики, в к-рых поляризация может существенно из­меняться (как по величине, так и по направлению) под влиянием внешних воздействий. Поляризация в отсут­ствии поля может наблюдаться также в нек-рых в-вах типа смол и стёкол (см. Электреты).

Электропроводность Д. мала, но отлична от нуля (табл.). Подвижными носителями заряда в Д. могут быть эл-ны и ионы. Электронная проводи­мость в обычных условиях мала по

сравнению с ионной. Ионная прово­димость обусловлена перемещением собств. и примесных ионов. Возмож­ность перемещения ионов по кри­сталлу связана с наличием структур­ных дефектов в кристаллич. решётке. Если, напр., в кристалле есть ва­кансии, то под действием поля сосед­ний ион может занять её, во вновь образовавшуюся вакансию может пе­рейти след. ион и т. д. Перемещение ионов может происходить также по междоузлиям. С ростом темп-ры ион­ная проводимость возрастает. Замет­ный вклад в электропроводность Д. может вносить поверхностная прово­димость (см. Поверхностные явления).

Пробой. Электрич. ток j через Д. пропорционален напряжённости элект­рич. поля Е (закон Ома): j=sE, где а — проводимость Д. Однако в до­статочно сильных полях ток нарастает быстрее, чем по закону Ома. При нек-ром критич. значении E_пр на­ступает электрич. пробой Д. Величина E_пр наз. электрической проч­ностью Д. (табл.). При пробое

УДЕЛЬНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ r И ЭЛЕКТРИЧ. ПРОЧНОСТЬ Е_пр НЕК-РЫХ  ТВЁРДЫХ ДИЭЛЕКТРИКОВ

почти весь ток течёт по узкому каналу (см. Шнурование тока).

В твёрдых Д. различают тепловой и электрич. пробой. При тепловом пробое с ростом j растёт темп-pa Д. (Джоулева теплота), что приводит к увеличению числа подвижных носи­телей заряда n и уменьшению r. При электрич. пробое с ростом поля Е возрастает генерация носителей под действием поля. В Д. пробою способствуют неизбежные неоднород­ности, т. к. в местах неоднородности поле Е может возрасти.

Плотность тока в шнуре может достигать больших величин. Это мо­жет привести к разрушению Д.: об­разуется сквозное отверстие или Д. проплавляется по каналу; в канале могут протекать хим. реакции; напр., в органич. Д. осаждается углерод, в ионных кристаллах — металл (метал­лизация канала) и т. п.

Электрич. прочность жидких ди­электриков в сильной степени зависит от чистоты жидкости. Наличие при­месей и загрязнений существенно по­нижает Е_пр. Для чистых однородных жидких Д. E_пр близка к E_пр твёрдых Д. Пробой в газе связан с ударной ионизацией и проявляется в виде электрического разряда в газах.

177

 

 

Нелинейные свойства. Линейная за­висимость P=cЕ справедлива только для полей Е, значительно меньших

внутрикристаллических полей (Е_кр~10⁸ В/см). Т. к. E_пр<<E_кр. то в большинстве Д. не удаётся наблюдать нелинейную зависимость P(Е) в пост. электрич. поле. Исключение состав­ляют сегнетоэлектрики, где в сегнетоэлектрич. области и вблизи фазовых переходов наблюдается сильная не­линейная зависимость P(Е). Однако нелинейные св-ва любых Д. проявля­ются в ВЧ полях больших амплитуд (E_пр растёт). В частности, в луче лазера, где могут быть созданы элект­рич. поля ~10⁸ В/см, нелинейные св-ва Д. становятся существенными. Это позволяет наблюдать преобразо­вание частоты света, самофокусировку и др. нелинейные эффекты в диэлектрич. кристаллах (см. Нелинейная оп­тика) .

Применения. Многие Д. исполь­зуются гл. обр. как электроизоляц. материалы. В частности, Д. с высо­ким E_пр используются как конден­саторные материалы. Пьезоэлектрики применяются для преобразований звук. колебаний в электрические и наоборот (см. Пьезоэлектрический пре­образователь); пироэлектрики — для индикации и измерения интенсивности ИК излучения; сегнетоэлектрики — как нелинейные элементы в радио­электронике. Вводя в Д. примеси, можно окрасить его, сделав непро­зрачным для определённой области спектра (оптич. фильтры). Многие диэлектрич. кристаллы используются в квантовой электронике (в лазерах и квантовых усилителях СВЧ) и др.

• Сканави Г. И., Физика диэлектриков (Область слабых полей), М.—Л., 1949; его же, Физика диэлектриков (Область сильных полей), М., 1958; Ф р ё л и х  Г., Теория ди­электриков, пер. с англ., М., I960; Хиппель А. Р., Диэлектрики и волны, пер. с англ., М., 1960; Желудев И. С., Фи­зика кристаллических диэлектриков, М., 1968; Б а р ф у т Ж., Тейлор Дж., По­лярные диэлектрики и их применения, пер. с англ., М., 1981. А. П. Леванюк.

ДИЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ВОСПРИ­ИМЧИВОСТЬ, величина, характери­зующая способность среды к поляри­зации. Д. в.— коэфф. пропорциональ­ности c в соотношении P=cE, где IE — напряжённость электрич. поля, P — дипольный момент единицы объ­ёма диэлектрика. Д. в. характеризует диэлектрич. свойства в-ва, так же как и диэлектрическая проницаемость e, с к-рой она связана соотношением (в системе единиц СГСЭ): e=1+4pc.

• См. лит. при ст. Диэлектрики.

ДИЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ПРОНИЦА­ЕМОСТЬ, величина e, характеризую­щая поляризацию диэлектриков под действием электрич. поля Е. Д. п. входит в Кулона закон как величина, показывающая, во сколько раз сила вз-ствия двух свободных зарядов в диэлектрике меньше, чем в вакууме. Ослабление вз-ствия происходит из-за экранизации свободных зарядов свя­занными, образующимися в резуль­тате поляризации среды. Связанные заряды возникают вследствие микроскопич. перераспределения заряда в электрически нейтральной среде и, в отличие от свободных зарядов, не способны перемещаться под дейст­вием поля на макроскопич. расстоя­ния, т. е. не участвуют в электропро­водности в-в.

Связь между вектором поляризации P, вектором напряжённости электрич. поля Е в вакууме и в диэлектрике (вектором электрич. индукции D) в системе единиц СГСЭ имеет вид:

D=E+4pP=eE, (1)

в системе единиц СИ:

D=e₀E+P=e₀eE, (2)

где e₀ — электрическая постоянная. Величина Д. п. e зависит от струк­туры и хим. состава в-ва, а также от давления, темп-ры и др. внешних условий (табл.).

Микроскопич. теория приводит к приближённому выражению для Д. п. неполярных диэлектриков:

где n_i — концентрация i-того сорта атомов, ионов или молекул, a_i — их поляризуемость, b_i — т. н. фактор внутр. поля, учитывающий вз-ствие диполей друг с другом и обусловлен­ный особенностями структуры кри­сталла. Для большинства диэлектри­ков с e=2—8, b»¹/₃ (в системе еди­ниц СГСЭ b=4p/3), e практически не зависит от темп-ры, давления и электрич. поля вплоть до пробоя диэлектрика. Высокие значения e нек-рых окислов металлов и др. со­единений обусловлены особенностями их структуры, приводящими к боль­шим значениям b и к сильному уменьшению знаменателя дроби в фор­муле (3), Т. К. при Sn_ia_ib_i ® 1, e ®¥.

Поляризация  диэлектрика  при на­ложении  электрич.   поля  происходит

Рис. 1. а — изменение по­ляризации P во времени t при включении электрич. поля Е в случае ионного и электронного механизмов по­ляризации; б — частотные зависимости e' и tgd.

Рис. 2. а — изменение по­ляризации P во времени при включении поля Е при ориентац. механизме по­ляризации; б — частотные зависимости e' и tgd.

 

 

 

 

 

 

 

СТАТИЧ. ДИЭЛЕКТРИЧ. ПРОНИЦА­ЕМОСТЬ e НЕК-РЫХ  ДИЭЛЕКТРИКОВ

не мгновенно, а в течение нек-рого времени t (время релаксации). В пе­ременном поле E=E₀sinwt; это при­водит к отставанию поляризации P=P₀•sin(wt-d) от поля Е. При описании колебаний P и Е методом комплексных амплитуд Д. п. пред­ставляют комплексной величиной:

e=e'-ie", (4)

причём e' и e" зависят от w и t (см. Дебая формулы), а отношение e"/e'=tgd определяет диэлектрические по­тери в среде. Сдвиг фаз d зависит от соотношения времён т и T=2p/w. При t<<T (w<<1/t, низкие частоты) направление P изменяется практи­чески одновременно с Е, т. е. d=0. Соответствующее значение e' обозна­чают e₀. При t>>Т (высокие частоты) поляризация не успевает за измене­ниями Е, d®p и e' в этом случае обозначают e_¥. Очевидно, что e₀¹e_¥, и в перем. полях Д. п. оказывается

178

 

 

функцией со. Вблизи w=1/t происхо­дит изменение e' от e₀ до e_¥ (область дисперсии), а зависи­мость tgd(w) проходит через максимум.

Характер зависимостей e'(w) и tgd (w) в области дисперсии определяется механизмом поляризации. В случае ионной и электронной поляризаций изменение R во времени t при вклю­чении поля Е имеет характер затуха­ющих колебаний (рис. 1, а). Соответ­ственно зависимости e' и tgd от w наз. резонансными (рис. 1,б). При ориентац. поляризации R(t) носит релаксац. характер (рис. 2, а), а зависимости e' и tgd от w наз. релаксационными (рис. 2, б). Вре­мена т установления или исчезновения поляризации в этом случае зависят от интенсивности теплового движения атомов, молекул или ионов, т. е. от темп-ры. При ориентац. поляризации т определяется временем ориентации отд. молекул в направлении Е и за­висит от величины дипольных момен­тов молекул, вязкости среды, энер­гии диполь-дипольного вз-ствия и т. д. При комнатной темп-ре t~10^-4— 10^-10 с, причём для газов и жидко­стей, как правило, t меньше, чем для тв. тел.

В тв. диэлектриках поляризация часто обусловлена слабо связанными ионами, к-рые могут иметь неск. положений равновесия. Под дейст­вием поля Е и теплового движения они могут перемещаться из одного равновесного положения в другое, преодолевая потенциальный барьер U. В этом случае t~exp(U/kT) варьи­руется в широком интервале. В элект­рически неоднородных средах наблю­дается межповерхностная поляриза­ция, вызванная движением свободных носителей заряда, скапливающихся вблизи границ областей с повышен­ным уд. сопротивлением (межкристаллитная прослойка в керамике, при-

Рис. 3. Частотные зависимости e' и tgd в широком диапазоне частот для гипотетич. диэлектрика: частоты w₁, w₂ и w₃ соответст­вуют ориентац. поляризации, w₄ и w₅ — электронной и ионной поляризациям.

электродные запорные слои в кристал­лах, микротрещины, флуктуации хим. состава и т. д.). При этом в системе единиц СГСЭ t~e/4ps (в СИ t=e₀e/s), где e и s — Д. п. и проводи­мость высокопроводящих включений.

В реальных диэлектриках нередко возможны одновременно неск. меха­низмов поляризации с различными т, что приводит к более сложному ха­рактеру зависимостей e(w) и tgd (w) (рис. 3).

Дифференциальная Д. п. в системе единиц СГСЭ:

e_диф=dD/dE, где D — электрич. индукция. В обыч­ных диэлектриках e»e_диф вплоть до пробоя. В нелинейных диэлектри­ках (напр., сегнетоэлектриках) e¹e_диф. Величину e_диф измеряют обычно в слабых перем. полях при одноврем. наложении сильного пост. поля и называют реверсивной

Д.   п.

• См.  лит.   при  ст.   Диэлектрики.

И. Н. Грозное.

ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ПОТЕРИ,

часть энергии перем. электрич. поля Е, к-рая преобразуется в теплоту при переполяризации диэлектрика. Все движения частиц в веществе связаны с диссипацией части энергии, со­общённой частицам электрическим полем; в конечном счёте эта часть энергии превращается в теплоту. Ве­личина «сил трения» и, следовательно, Д. п. тем больше, чем больше ско­рость ч-ц. Это указывает на зависи­мость Д. п. от частоты со поля Ж.

Если осн. роль в поляризации ди­электрика играют малые смещения эл-нов и ионов, то диэлектрик можно рассматривать как совокупность гармонич. осцилляторов, испытывающих в перем. поле вынужденные колеба­ния. Потери энергии при таких ко­лебаниях максимальны, если со близка к частоте собственных колебаний ос­циллятора (резонанс). При выходе частоты из области резонанса ампли­туды колебаний и скорости ч-ц быстро уменьшаются, и Д. п. становятся не­большими. При электронном меха­низме поляризации максимум потерь приходится на оптич. частоты (~10¹⁵Гц), поэтому для электротехнич. и радиотехнич. частот Д. п. ничтожны. При поляризации, обусловленной сме­щением ионов, максимум Д. п. распо­ложен в ИК диапазоне (10¹² —10¹³ Гц).

Ещё меньшие частоты соответст­вуют максимуму Д. п. при ориентац. поляризации. Если период колебаний внеш. поля меньше, чем время, не­обходимое для выстраивания диполь­ных моментов вдоль поля, поляриза­ция почти не успевает устанавливать­ся и Д. п. малы. При низких часто­тах поляризация успевает следовать за полем, т. е. смещения ч-ц велики, но из-за больших величин времени смещений Д. п. также малы. Мак­симум Д. п. имеет место при наложении перем. поля, период к-рого Т примерно равен времени установления ориентации молекул (времени релак­сации). Для воды, где поляризация в основном ориентационная. Т ~10^-10 с.

Д. п. количественно характеризуют­ся величиной тангенса угла Д. п. tg6 (угол б — разность фаз между векто­рами поляризации Р и напряжённости Е электрич. поля).

Реальные диэлектрики обладают ко­нечной электрич. проводимостью s, с наличием к-рой также связана часть Д. п. При низких частотах джоулевы потери, связанные с проводимостью, могут оказаться существенными, т. к. (в отличие от рассмотренных выше) их величина ¹0 при w®0. Если Д. п. обусловлены только проводи­мостью, то tgd=4ps/w (в единицах СГСЭ).

• См.  лит. при ст. Диэлектрики.

А. П. Леванюк.

ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ДЕТЕКТОР,

трековый детектор в виде тв. диэлектрич. образца, в к-ром регистри­руются следы попавших в него заряж. ч-ц. Частицы, двигаясь в диэлект­рике, нарушают его структуру (р а д и а ц и о н н ы е дефекты). На­рушения имеют форму тёмных следов (треков) шириной от неск. десятков до неск. сотен Å. Их ширина может быть увеличена до 1—2 мкм (и выше) избират. послойным травлением по­верхности диэлектрика растворами кислот, щелочей, окислителей (ско­рость травления вдоль следа превос­ходит скорость травления остальной поверхности).

Эффект избирательного травления обнаружен для мн. минералов, стёкол и ряда органич. полимеров. Наиболь­шее применение в качестве Д. д. нашли силикатные и фосфатные стёк­ла (в частности, обычное оконное стекло), слюды (мусковит и фторфлогопит), лавсан, поликарбонат, нитроцеллюлоза. Наиболее чувствителен полимер диэтиленгликоль — бисаллилкарбонат, способный, напр., регист­рировать a-частицы с энергией до 7 МэВ. Д. д. обладает высокой эф­фективностью регистрации, отсутст­вием фоновых событий, термич. ста­бильностью следов, простотой обра­ботки и пороговой чувствительностью к лёгким заряж. ч-цам. Д. д. приме­няются гл. обр. для регистрации ос­колков деления атомных ядер и многозарядных ионов. Д. д. опреде­ляют тяжёлые ч-цы в первичном косм. излучении по зависимости скорости травления следа от заряда и скорости ч-цы. С помощью Д. д. в косм. лучах были обнаружены ядра тяжелее Fe.

• Флейшер Р. Л., П р а й с П. Б., У о к е р Р. М., Треки заряженных частиц в твердых телах, пер. с англ., М., 1981.

В. П. Перелыгин.

ДЛИНА ВОЛНЫ, пространственный период волны, т. е. расстояние между

179

 

 

двумя ближайшими точками гармонич. бегущей волны, находящимися в оди­наковой фазе колебаний, или удвоен­ное расстояние между двумя ближай­шими узлами или пучностями стоячей волны. Д. в. l связана с периодом колебания Т и фазовой скоростью рф распространения волны в данном направлении соотношением: l=v_фT.

ДЛИНА СВОБОДНОГО ПРОБЕГА (средняя длина свободного пробега, l), средняя длина пути, проходимого ч-цей между двумя последоват. со­ударениями с др. ч-цами. Т. к. столк­новения могут быть разного типа — упругие, неупругие, с возбуждением или ионизацией и т. д. (см. Столкно­вения атомные), соответственно раз­личают Д. с. п. между столкнове­ниями того или иного типа. Понятие «Д. с. п.» впервые появилось в кинети­ческой теории газов. Если за 1 с молекула газа проходит в среднем путь v, испытывая при этом n упругих соударений с такими же молекулами и двигаясь в интервале между соуда­рениями равномерно и прямолинейно, то l=v/n=1/(nsÖ2), где n — число молекул в ед. объёма (плотность газа), a — сечение эффективное молекулы. Для обычных мол. газов в норм. ус­ловиях l ~10^{-5 см, что примерно в 100 раз больше ср. расстояния между молекулами. Понятие «Д. с. п.» в кинетич. теории газов было обобщено и для систем слабо взаимодействую­щих ч-ц, образующих газоподобные системы (электронный газ в металлах и ПП, нейтроны в слабо поглощаю­щих средах и т. п.). В теории нерав­новесных процессов естественно воз­никает нек-рая величина размерно­сти длины, к-рую возможно истол­ковать как Д. с. п. Она входит в выражения для коэфф. разл. явлений переноса.}

Д. с. п. заряженных ча­стиц (электронов и ионов). При классическом рассмотрении понятия эффективного сечения и Д. с. п. по отношению к упругим столкновениям заряж. ч-ц теряют смысл, т. к. вз-ствие ионов (эл-нов) с атомами (молекулами) может происходить и на расстоянии. В рамках квант. механики, рассмат­ривая упругие вз-ствия заряж. ч-ц, получают конечные значения для эфф. поперечного сечения и, следовательно, для Д. с. п., если вз-ствие убывает быстрее, чем 1/r³. В плазме можно определить Д. с. п. для упругих вз-ствий, считая, что радиус действия поля рассеивающих центров не пре­вышает дебаевского радиуса экрани­рования. По отношению к неупругим процессам Д. с. п. определяется ср. расстоянием, к-рое проходит ион (эл-н) при данной скорости, прежде чем примет участие в процессе.

ДЛИННЫЕ ЛИНИИ, см. в ст. Линии передачи.

ДОБРОТНОСТИ ИЗМЕРИТЕЛЬ,    то же, что куметр.

ДОБРОТНОСТЬ, величина, характери­зующая резонансные свойства ли­нейной колебат. системы; численно равна отношению резонансной часто­ты со к ширине резонансной кривой Dw на уровне убывания амплитуды в Ö2 раза: Q=w/Dw. Принято также выражать Д. колебат. системы через отношение запасённой в ней энергии W к средней за период колебаний мощ­ности потерь Р: Q=wW/P. Однако при наличии потерь величина запа­сённой энергии не может быть уста­новлена строго и определяется путём условного разграничения диссипативных и реактивных элементов. Так, напр., в случае электрич. контуров принято запасённую энергию считать сосредоточенной в чисто реактивных элементах индуктивности L и ём­кости С, а потери связывать с проте­канием тока по чисто диссипативному элементу — сопротивлению R, тогда Д.

Соответственно для механич. коле­бат. системы с массой m, упругостью k и коэфф. трения b

Q=Ö(mk/b)=wm/b=k/wb.      (2)

В колебат. системах с большой Д. частота и коэфф. затухания а слабо­затухающих колебаний вида e^-atsinwt связаны с Д. отношением Q=w/2a=p/d>>i, где d=2pa/w — логарифмич. декремент затухания.

Д. характеризует избирательную и разрешающую способности колебат. системы: чем больше Q, тем выше ре­зонансный отклик системы по срав­нению с нерезонансным; близкие ча­стоты w₁ и w₂ могут быть разрешены, если |w₁-w₂|>>Dw=w/Q. Обычные ра­диоконтуры обладают Д. Q ~ 10¹ —10², для камертона Q ~ 10², для пьезокварцевой пластинки Q ~ 2•10⁴ на частоте 20 кГц, для СВЧ резонаторов Q ~ 10³—10⁴, а для квазиоптич. и оптич. резонаторов ~10⁶—10⁷.

• Стрелков С. П., Введение в теорию колебаний, 2 изд., М., 1964; Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Сивухин Д. В., Общий курс физики, т. 3 — Электричество, М., 1977.

ДОЗА (от греч. dosis — доля, порция, приём) излучения, энергия ионизирую­щего излучения, поглощённая облучае­мым в-вом и рассчитанная на еди­ницу его массы (поглощённая доза). Поглощённая энергия расходуется на нагрев в-ва и на его хим. и физ. превращения. Величина Д. зависит от вида излучения, энергии его ч-ц, плотности их потока и от состава облучаемого в-ва. Это объясняется разл. процессами вз-ствия ч-ц и фо­тонов с эл-нами и атомами в-ва (см. Гамма-излучение, Рентгеновское из­лучение). При прочих равных усло­виях Д. тем больше, чем больше время облучения, т. е. Д. накапливается со временем. Д., отнесённая к единице времени, наз. мощностью Д.

Единица поглощённой Д. в системе единиц СИ — грэй (Гр). Широко рас­пространена внесистемная единица рад: 1 рад=10^-2 Гр. Мощность дозы измеряется в Гр/с, Гр/ч и т. п.

Экспозиционная доза — Д. рентгеновского и g-излучений, оп­ределяемая по ионизации воздуха. Она определяется как отношение сум­марного заряда всех ионов одного знака SQ, созданных в воздухе, при полном торможении вторичных эл-нов и позитронов, образующихся в элем. объёме, к массе воздуха Dm в этом объёме: D₀=SQ/Dm. Экспозиц. Д. с хорошей точностью пропорциональна керме. Единица экспозиц. Д. в системе СИ — Кл/кг. Экспозиц. Д. в 1 Кл/кг означает, что суммарный заряд всех ионов одного знака, образованных в 1 кг воздуха, равен 1 Кл. Устаревшей внесистемной единицей явл. рентген: 1 Р=2,57976•10^-4 Кл/кг, что соот­ветствует образованию 2,08•10⁹ пар ионов в 1 см³ воздуха (при 0°С и 760 мм рт. ст.). На создание такого кол-ва ионов необходимо затратить энергию, равную 0,114 эрг/см³ или 88 эрг/г. Т. о., 88 эрг/г — энергетич. эквивалент рентгена. По величине экспозиц. Д. можно рассчитать по­глощённую Д. рентгеновского и g-излучений в любом в-ве, зная состав в-ва и энергию фотонов.

Эквивалентная доза. При облучении живых организмов, в частности человека, возникают биол. эффекты, величина к-рых при одной и той же поглощённой Д. различна для разных видов излучения. Т. о., знание поглощённой Д. недостаточно для оценки радиац. опасности. Приня­то сравнивать биол. эффекты, вызы­ваемые любыми ионизирующими излу­чениями, с эффектами от рентгеновско­го и g-излучений. Коэфф., показываю­щий во сколько раз радиац. опасность в случае хронич. облучения человека (в сравнит. малых Д.) для данного вида излучения выше, чем в случае рентгеновского излучения при оди­наковой поглощённой Д., наз. коэф­фициентом качества излу­чения (К). Для рентгеновского и g-излучений K=1. Для всех др. ионизи­рующих излучений К устанавливается на основании радиобиол. данных. Все эти величины используются при ус­тановлении норм радиац. безопасности и регламентированы. Коэфф. качества может быть разным для разл. энергий одного и того же вида излучения. Напр., для тепловых нейтронов K=3, для нейтронов с энергией ξ_п=0,5 МэВ K=10, а для ξ_п = 5МэВ K=7. Ко­эфф. К зависит от линейной передачи анергии L_¥:

Для интерполяции значений К можно пользоваться ф-лой:  K=0,8+0,16 L_¥.

180

 

Эквивалентная Д. Н определяется как произведение поглощённой Д. на коэфф. качества излучения: H=DK. Эквив. Д. может измеряться в тех же единицах, что и поглощённая. Существует спец. единица эквивалент­ной Д.— бэр, эквивалентная Д. в 1 бэр соответствует поглощённой Д. в 1 рад при K=1. Единица эквива­лентной Д. СИ — зиверт (Зв). При воздействии неск. видов излучения эквивалентная Д. H=SK_iD_i.

Естеств. источники ионизирующих излучений (космические лучи, естеств. радиоактивность почвы, воды и воз­духа, а также радиоактивность, со­держащаяся в теле человека) создают на территории СССР мощность эквива­лентной Д. порядка 40—200 мбэр в год. Эквивалентная Д. в 4— 5 Зв, получен­ная человеком за короткое время при тотальном облучении тела, может при­вести к смертельному исходу, однако такая же Д., полученная в течение всей жизни, не приводит к видимым изменениям. Диапазон Д. при локаль­ных терапевтич. облучениях в онко­логии ~ до 10 Гр за 3—4 нед. Изме­рение Д. осуществляется дозиметри­ческими приборами.

• ГОСТ 15484 — 74. Ионизирующие излу­чения, М., 1974; ГОСТ 12631—67. Коэффи­циент качества ионизирующих излучений, М., 1967; Иванов В. И., Курс дозимет­рии, 3 изд., М., 1978; Нормы радиационной безопасности. НРБ — 76, М., 1978.

Г. Б. Радзиевский.

ДОЗВУКОВОЕ ТЕЧЕНИЕ ГАЗА, те­чение, при к-ром скорости ч-ц газа в рассматриваемой области меньше местных значений скорости звука. Когда скорости ч-ц много меньше ско­рости звука (напр., в воздухе не пре­восходят 100 м/с), можно пренебре­гать изменением плотности газа, т. е. можно считать газ несжимаемым.

ДОЗИМЕТРИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ (до­зиметры), устройства для измере­ния доз ионизирующих излучений и их мощностей. Существуют Д. п. для измерения одного вида излучения (напр., нейтронные Д. п., g-дозиметры и др.), либо для измерения в полях смешанного излучения. Д. п. для из­мерения экспозиц. доз рентгеновского и g-излучений (градуированные в рентгенах) наз. р е н т г е н о м е т р а м и, а приборы для определения эквивалентной дозы (градуированные в бэрах) — б э р м е т р а м и. Осн. части Д. п.: детектор и измерит. устройство. Обе части Д. п. либо по­стоянно связаны между собой, либо соединяются на время измерения от­клика на облучение, накопленного в автономном детекторе.

В зависимости от типа детектора большинство Д. п. делится на иониза­ционные (с ионизационной камерой, пропорциональными счётчиками или Гейгера счётчиками), радиолюминес­центные (сцинтилляционные, термо- и фотолюминесцентные), полупровод­никовые, фотографич., хим. и калори­метрические. Д. п. с ионизац. каме­рами могут использоваться для всех

видов излучении, как рентгенометры и измерители поглощённой дозы, или кермы. При измерениях рентгеновских и g-лучей и нейтронов, кроме состава газа, существен материал стенок камеры, а при измерениях экспозиц. дозы и кермы — толщина стенок (она должна быть близка к макс. пробегу любых образующихся ионизирующих ч-ц). Обычно в камерах обеспечивают условия насыщения (полного сбора образованных зарядов), однако ка­меры, работающие в условиях т. н. колонной рекомбинации, когда иони­зац. ток зависит от линейной передачи энергии (ЛПЭ), могут быть использо­ваны для оценок эквивалентной дозы. Д. п. с пропорциональным счётчиком (из ткане-эквивалентных материалов) позволяют, кроме измерений собран­ного заряда, измерять спектр ЛПЭ и микродозиметрич. величин z и у (см. Дозиметрия), Показания Д. п. с гейгеровскими счётчиками нельзя не­посредственно связать со значениями поглощённых или экспозиц. доз. Од­нако выбором геометрии счётчика, подбором материала стенок и введе­нием спец. фильтров можно сделать их приблизительно пропорциональны­ми керме или экспозиц. дозе в ограни­ченном диапазоне энергии ч-ц. С по­мощью низкоэффективных счётчиков Гейгера оценивают спектры ЛПЭ сме­шанного нейтронного и g-излучений. Сцинтилляц. Д. п., отградуированные по скорости счёта, пригодны для из­мерений плотности потока ч-ц (а не дозы), хотя, ввиду приблизительного постоянства энергетич. выхода радио­люминесценции, они могут измерять дозы. Сочетание органич. сцинтиллятора (с зависимостью светового выхо­да от ЛПЭ) и ионизац. камеры позво­ляет реализовать бэрметр для сме­шанного g-нейтронного излучения. Термолюминесцентные и в меньшей степени фотолюминесцентные Д. п. распространены как индивидуальные дозиметры для лиц, находящихся в зоне облучения. В качестве индивиду­альных Д. п. часто применяются до­зиметры с фотоплёнкой, они пригодны для измерений эл.-магн. излучений с энергией квантов от 30 кэВ до 5 МэВ, причём для частичной компен­сации зависимости их показаний от энергии фотонов применяются фильт­ры. Калориметрич. Д. п. из-за их низкой чувствительности применяют для абс. измерения поглощённых доз (и интегральных поглощённых доз) в интенсивных полях излучения.

• Матвеев В. В., Хазанов Б. И., Приборы для измерения ионизирующих из­лучений, 2 изд., М., 1972; ГОСТ 14105 — 76. Детекторы ионизирующих излучений, М., 1977. См. также лит. при ст. Детекторы.

Г. Б. Радзиевский.

ДОЗИМЕТРИЯ (от греч. dosis — доля, порция, приём и metreo — измеряю), измерение, исследование и теор. рас­чёты тех характеристик ионизирующих излучений (и их вз-ствия со средой), от к-рых зависят радиац. эффекты в об­лучаемых объектах живой и неживой

природы. Первоначально развитие Д. определялось гл. обр. необходимостью защиты от воздействия рентгеновского и g-излучений естеств. радиоактивных в-в. Радиац. эффекты, в частности ионизация ч-ц среды, зависят от по­глощённой энергии излучения. Т. к. воздух для g- и рентг. излучений мо­жет служить моделью воды или мы­шечной ткани (у них близкие эффек­тивные атомные номера) и иониза­цию, пропорциональную поглощён­ной, легко измерить с помощью иони­зационных камер, то измерение экспо­зиц. дозы было в течение длит. периода основой практич. Д., обслуживавшей гл. обр. медицину.

В дальнейшем, с развитием реакторостроения (см. Ядерный реактор), ускорительной техники и производ­ства радиоактивных нуклидов, появи­лись новые мощные источники излу­чения, в т. ч. и отличного от рентге­новских и g-лучей. Это потоки нейтро­нов, ускоренных эл-нов, позитронов и тяжёлых заряж. ч-ц. Применения Д. распространились на службу радиац. безопасности, радиобиологию, ради­ац. химию, яд. физику и радиац. тех­нологию. Знание поглощённой энер­гии стало необходимо не только для воды и биол. ткани; воздух уже не мог рассматриваться как модель об­лучаемой среды. В этой связи в Д. утвердилось понятие поглощён­ной дозы как универсальной ве­личины, применимой ко всем видам ионизирующего излучения и ко всем средам. Однако при равных погло­щённых дозах воздействие излучения зависит также от его вида и др. хар-к— «качества» излучения. Количеств. хар-кой «качества» вначале служила ср. плотность ионизации, впоследствии уточнённая, как линейная передача энергии (ЛПЭ). Влияние ЛПЭ на ра­диац. эффекты наиболее подробно было исследовано в радиобиологии, где из­учалась зависимость относительной биологической эффективности от ЛПЭ. Применительно к хронич. облу­чению людей (для обеспечения радиац. безопасности и нормирования условий труда) регламеитиров. зависимость та­кого рода — зависимость коэфф. ка­чества излучения от ЛПЭ.

Микродозиметрия. Передача энер­гии на микроуровне происходит малы­ми порциями и носит дискретный, стохастич. характер. Структуры, чувст­вительные к начальным стадиям ра­диац. эффектов, обычно имеют микроскопич. размеры и расположены также случайным образом. В этих условиях отклик на облучение должен опреде­ляться не столько поглощённой дозой, сколько распределением энерговыде­лений по чувствит. структурам объек­та. Исследование микроскопич. рас­пределений передаваемой энергии для разных видов радиации, разных доз и объектов составляет предмет м и к-

181

 

 

р о д о з и м е т р и и. Последняя, в отличие от обычной Д., оперирующей с макроскопич. величинами, имеет дело с дискретно изменяющимися стохастич. величинами: с переданной в микрообъёме энергией ξ, удельной энергией    Z=ξ/m   (m — масса   микрообъёма) и линейной энергией у. Акты передачи энергии внутри микрообъёма при попадании в него заряж. ч-цы рассматриваются как случайные собы­тия. Переданная в микрообъёме энер­гия равна разности между суммарной кинетич. энергией всех ионирующих ч-ц, попавших в данный микрообъём, и энергией ч-ц, покинувших его, в сумме с увеличением энергии внутри объёма за счёт яд. реакций. Ср. энер­гия по микрообъёмам рассматривается как «интегральная доза» в объёме. Стохастич. аналог ЛПЭ — линейная энергия y=ξ/l_ср, где l — ср. длина хорды рассматриваемого микрообъёма (линейная энергия измеряется в КэВXмкм^--1). Распределение f(Z), со­ответствующее определённой величине поглощённой дозы D, может быть запи­сано в виде /(Z, D). Пусть, напр., ги­бель клеток при облучении наступает тогда, когда уд. энергия Z в чувствит. объёме клетки превосходит нек-рое критич. значение Z₀. При этом доля S клеток, выживших после облучения:

В   более   реалистич. случае, когда вероятность вы­живания клетки при поглощённой в её чувствительном объёме уд. энергии Z описывается, как y(Z):

Ф-ция f(Z, D) может быть измерена или вычислена для разных микрообъ­ёмов, а левые части соотношений най­дены экспериментально.

• Исаев Б. М., Брегвадзе Ю. И., Нейтроны в радиобиологическом экспери­менте, М., 1967; И в а н о в В. И., Л ы с ц о в В. Н., Основы микродозиметрии, М., 1979. Г. В. Радзиевский.

ДОЛЬНЫЕ ЕДИНИЦЫ, составляют определённую часть (долю) от уста­новленной единицы физ. величины. В Международной системе единиц (СИ) приняты след. приставки для об­разования наименований Д. е.:

Пример: 1пФ (пикофарада)=10^-12 Ф (фарад).

ДОМЕНЫ (от франц. domaine — вла­дение; область, сфера), области хи­мически однородной среды, отличаю­щиеся электрич., магн. или упругими свойствами, либо упорядоченностью в расположении частиц. Соответствен­но различают антиферромагн. и ферромагн. Д. (см. также Цилиндричес­кие магнитные домены), сегнетоэлоктрич. Д., Д. Ганна, упругие Д., Д. в жидких кристаллах и др.

Домены ферромагнитные, области самопроизвольной намагниченности, намагниченные до насыщения части объёма ферромагнетика, на к-рые он разбивается ниже критич. темп-ры (см. Кюри точка). Векторы на­магниченности Д. в отсутствии внеш. магн. поля ориентированы т. о., что результирующая намаг­ниченность ферромагн. образца в целом, как правило, равна нулю.

Рис. 1. Порошковые фигуры на поверхности кристалла кремнистого железа; видны гра­ницы доменов в объёме образца и замыкаю­щих доменов у его поверхности. Стрелками показано направление намагниченности до­менов.

 

Обычно Д. имеют размеры ~10^-3— 10^{-2 см, они доступны непосредств. наблюдению (при помощи микроско­па): если покрыть поверхность ферро­магнетика слоем суспензии, содержа­щей ферромагн. порошок, то ч-цы порошка осядут в основном на грани­цах Д. и обрисуют их контуры (рис. 1). Широко применяют и др. методы ис­следования доменной структуры, в частности магнитооптический, обла­дающий большей разрешающей спо­собностью (используют Керра эффект, Фарадея эффект и т. д.). Разбиение ферромагнетика на Д. объясняется след. причинами. Если бы весь фер­ромагнетик был намагничен до насы­щения в одном направлении, то на его поверхности возникли бы магн. по­люсы и в окружающем пр-ве было бы создано магн. поле. На это потребует­ся больше энергии, чем на разбиение ферромагнетика на Д., при к-ром магн. поле вне образца отсутствует (магн. поток замыкается внутри об­разца). При неизменном объёме и пост. темп-ре в ферромагнетике реали­зуются лишь такие доменные струк­туры, для к-рых свободная энергия минимальна.}

Общим термодинамич. критерием равновесного распределения самопро­извольной намагниченности в ферро­магнетике (его доменной структуры) явл. миним. значение полного термо­динамич. потенциала ферромагн. об­разца. Этот потенциал сложно зави­сит от внеш. условий — темп-ры, уп­ругих напряжений, внеш. эл.-магн. полей, структурного состояния об­разца, его формы и размеров. Из-за сложности определения термодинамич. потенциала в общем случае задача о доменной структуре решается последо­вательным расчётом отд. элементов доменной структуры (граничных слоев между Д., внутр. дефектов и т. д.). Направление векторов намагничен­ности Д. обычно совпадает с направле­нием осей лёгкого намагничивании. В этом случае для ферромагнетика выполняется условие минимума энер­гии магнитной анизотропии. При уменьшении размеров ферромагнетика до нек-рой критич. величины разбие­ние на Д. может стать энергетически невыгодным, образуется т. н. однодоменная структура: каждая ферромагн. ч-ца представляет собой один Д. На практике это реализуется в ферромагн. порошковых материалах в ряде гетерогенных сплавов (см. Магнитные материалы, Однодоменные Ферромагнитные частицы).

А. В. Ведяев,   В. Е. Роде.

Домены сегнетоэлектрические, области однородной спонтанной поляризациии в сегнетоэлектриках. Размеры Д. обычно ~10^-5—10^{-3 см. Д. разделены переходной  областью   (доменная гра­ница   или   стенка)   толщиной  10-5}— 10^{-7 см.}

На поверхности кристалла Д. можно наблюдать методами травления и по­рошков (скорости травления и осаж­дения мелких ч-ц в местах выхода на поверхность различно поляризован­ных Д. различны). Оптич. методы на­блюдения основаны на том, что в разных Д. нек-рые оптич. постоянные кристалла могут иметь противополож­ные знаки (напр., угол, к-рый состав­ляет гл. ось эллипсоида показателей преломления света с плоскостью до-

Рис. 2. Микрофотография доменов сегнетовой соли в поляризованном свете. Тёмные и светлые области соответствуют доменам с противоположным направлением спонтанной поляризации, перпендикулярной к плоско­сти рисунка.

182

 

 

менной границы; см. Кристаллоптика). В поляризов. свете одни Д. выглядят светлее, другие — темнее (рис. 2). Различие оптич. свойств Д. можно вызвать искусственно, прикладывая к кристаллу внеш. электрич. поле или упругие напряжения. Домены Ганна, области с разным уд. электрич. сопротивлением и разной напряжённостью электрич. поля, на к-рые расслаивается однородный полу­проводник с N-образной вольт-ампер­ной хар-кой в достаточно сильном внеш. электрич. поле (см. Ганна эффект).

• См. лит.   при ст.   Ферромагнетизм,   Сегне­тоэлектрики,   Ганна  эффект.

ДОННОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ, часть аэродинамического сопротивления, об­условленная понижением ср. давления р_д на донной торцевой поверхности летящего тела по сравнению с давле­нием в атмосфере р_¥ на высоте полё­та. Обтекающий летящее тело наруж­ный поток интенсивно перемешивается с воздухом, находящимся в застойной зоне за дном тела, увлекая и отсасы­вая часть воздуха из застойной зоны. Т. к. новые порции воздуха в застой­ную зону не поступают, в ней возника­ет разрежение (p_д<p_¥), что приводит к появлению силы Д. с. Х_д=(р_¥-p_д)S_д, (где  S_д — площадь проекции донной поверхности на направление, нормальное оси тела), действующей против направления скорости тела. Возникновение Д. с. объясняется не­обратимым превращением части кинетич. энергии тела в теплоту при обра­зовании за дном тела вихрей, а в сверх­звук. потоке — и хвостовых ударных волн. Отсасывающее действие наруж­ного потока зависит от толщины по­граничного слоя на боковой поверхно­сти тела перед донным срезом, от фор­мы головной и гл. обр. кормовой части тела, от скорости полёта и (в меньшей мере) от угла атаки.

Д. с. артиллерийских снарядов, кор­пусов ракет, фюзеляжей самолётов, спускаемых в атмосфере космич. летат. аппаратов и боевых частей ракет может составлять значит. часть пол­ного аэродинамич. сопротивления. Струи, вытекающие из сопел двигат. установок ракет, усиливают отсасы­вание воздуха за дном ракеты и уве­личивают Д. с. Теор. предельная ве­личина Д. с. (максимальная) отвечает возникновению полного вакуума на дне тела (р_д=0).

Безразмерный коэфф. Д. с. С_xд=x_д/q_¥S, где q_¥=po_¥v²_¥/2, po — плот­ность атмосферы на высоте полёта, v_¥ — скорость тела, S — площадь его миделееого сечения, зависит от подобия критериев — Маха числа и Рейнольдса числа.

• Краснов Н. Ф., Аэродинамика тел вращения, 2 изд., М., 1964.

С. Л. Вишневецкий.

ДОНОР (от лат. dono — дарю), при­месный атом в полупроводнике, иони­зация к-рого (в результате теплового движения или внеш. воздействия) при-

водит к появлению эл-на в зоне прово­димости. Напр., для Ge и Si типичные Д.— атомы элементов V группы периодич. системы P, As, Sb. Д. может быть точечный дефект кристаллич. решёт­ки. Э. М. Эпштейн.

ДОНОРНО-АКЦЕПТОРНАЯ СВЯЗЬ (координационная связь), химическая связь между атомами, молекулами, ра­дикалами, обычно не имеющими не­спаренных эл-нов. Одна из ч-ц при образовании такой связи явл. донором пары эл-нов, другая — акцептором. Акцептор способен принимать эл-ны, к ним чаще всего относятся положи­тельно заряж. ат. системы. Донор же имеет свободную неподелённую пару эл-нов, к-рая при образовании Д.-а. с. становится общей. Когда Д.-а. с. уже образована, она практически не отли­чается от ковалентной связи. Донорами часто явл. мол. системы, содержащие атомы N (напр., NH₃), О, F, Cl и атомы переходных металлов.

В. Г. Дашевский.

ДОПЛЕРА ЭФФЕКТ, изменение ча­стоты колебаний w или длины волны l, воспринимаемой наблюдателем, при движении источника колебаний и на­блюдателя относительно друг друга. Возникновение Д. э. проще всего объ­яснить на след. примере. Пусть не­подвижный источник испускает после­довательность импульсов с расстоя­нием между соседними импульсами, равным l₀, к-рые распространяются в однородной среде с пост. скоростью v, не испытывая никаких искажений (т. е. в линейной среде без дисперсии). Тог­да неподвижный наблюдатель будет принимать последовательные импуль­сы через временной промежуток Т₀=l₀/v. Если же источник движется в сторону наблюдателя со скоростью V<<v, то соседние импульсы оказы­ваются разделёнными меньшим про­межутком времени T=l/v, где l=l₀- VT₀. Если вместо импульсов рассматривать соседние максимумы поля в непрерывной гармонической волне, то при Д. э. частота этой волны w=2p/Т, воспринимаемая наблюдате­лем, будет больше частоты w₀=2p/T₀, испускаемой источником:

w=w₀/(1-V/v).(1)

При удалении источника от наблюда­теля принимаемая частота уменьшает­ся, что описывается той же ф-лой (1), но с изменённым в ней знаком скоро­сти V.

Для движений с произвольными скоростями (в т. ч. со скоростями, равными или близкими к скорости света) в однородных средах необходи­мо учитывать угол q между скоростью V и волновым вектором k излучаемой волны, а также принимать во внима­ние эффект релятив. замедления вре­мени (см. Относительности теория), описываемый фактором g=(1-b²)^-1/2, где b=V/c. В этом случае

Здесь, как и в ф-ле (1), v — фазовая скорость волнового возмущения с час­тотой w, распространяющегося в сре­де в направлении q.

Таким образом, Д. э. имеет чисто кинематич. происхождение и возника­ет как для волновых, так и неволновых движений любой природы при наблю­дении их в двух движущихся относи­тельно друг друга системах отсчёта. С точки зрения теории относительнос­ти Д. э. для плоских однородных волн вида AехрiФ=Aехрi(wt-kr) есть следствие инвариантности 4-скаляра (фазы) Ф при релятив. преобразованиях координат и времени (т. е. компонен­тов 4-вектора {r, ct}). Другими сло­вами, волновой вектор k и частота w ведут себя как компоненты единого 4-вектора {k, w/с}, что позволяет рас­сматривать Д. э. (преобразование час­тоты) и изменение направления k (релятив. аберрации) как две стороны одного и того же явления.

Из соотношения (2) можно выяснить все осн. физ. проявления Д. э. При q=0 или p наблюдается продоль­ный Д. э., когда источник движется прямо на наблюдателя или от него, и изменение частоты максимально. При q=p/2 имеет место поперечный Д. э., к-рый связан с чисто релятив. эффектом замедления времени и не имеет никакой волновой специфики (в частности, не зависит от фазовой ско­рости волн v).

В средах с дисперсией волн может возникнуть сложный Д.э. При этом фазовая скорость зависит от час­тоты v=v(w) и соотношение (2) стано­вится ур-нием относительно w, к-рое может допускать неск. действит. ре­шений для заданных w₀ и q, т. е. под одним и тем же углом от монохроматич. источника в точку наблюдения могут приходить неск. волн с разл. частотами. Появление сложного Д. э. означает, что вследствие релятив. аберраций две плоские волны, испу­щенные движущимся источником под разными углами, воспринимаются на­блюдателем под одним и тем же углом.

Дополнит. особенности Д. э. воз­никают при движении источника со скоростью V>v, когда на поверхности конуса углов, удовлетворяющих усло­вию cos q₀=v/V, знаменатель в ф-ле (2) обращается в нуль, а доплеровская частота w неограниченно возрастает — т. н. а н о м а л ь н ы й Д.э. Внутри указанного конуса (соответствующего конусу Маха в аэродинамике или черенковскому конусу в электродинами­ке; см. Черенкова—Вавилова излуче­ние), где имеет место аномальный Д. э., излучение доплеровских частот сопро­вождается не затуханием, как при норм. Д. э., а, наоборот, раскачкой колебаний излучателя (осциллятора) за счёт энергии его поступат. движе­ния. С квант. точки зрения это соот­ветствует излучению фотона с одно-

183

 

 

врем. переходом осциллятора на более высокий энергетич. уровень. При ано­мальном Д. э. частота растёт с увели­чением угла q, тогда как при норм. Д. э. (в т. ч. в случае V>v вне конуса cosq₀=v/V) под большими углами q излучаются меньшие частоты.

Асимметрия Д. э. относитель­но движения источника и наблюдателя следует из того, что фазовая скорость г, входящая в ур-ние (2), различна в движущейся и неподвижной среде: распространение звука по ветру идёт скорее, чем против ветра, свет частич­но увлекается движущейся диэлектрич. средой и т. п. Другими словами, величина Д. э. определяется величи­ной и направлением скорости как ис­точника, так и приёмника относитель­но среды, в к-рой распространяются волны. Исключение составляет случай эл.-магн. волн в вакууме, когда v=c во всех системах отсчёта, и Д. а. пол­ностью определяется относит. скоро­стью источника и приёмника.

Разновидностью Д. э. явл. т. н. двойной Д. э.— смещение часто­ты волн при отражении их от движу­щихся тел, поскольку отражающий объект можно рассматривать сначала как приёмник, а затем как переизлуча­тель волн. Если w₀ и v_о — частота и скорость падающей волны, то частоты w_i вторичных (отражённых и прошед­ших) волн оказываются равными:

где q₀ и q_i — углы между волновым вектором соответствующей волны и нормальной составляющей скорости движения отражающей поверхности V. Ф-ла (3) справедлива и в том случае, когда отражение происходит от дви­жущейся неоднородности, создаваемой за счёт изменения состояния макроско­пически неподвижной среды (напр., волны ионизации в газе). Из неё сле­дует, в частности, что при отражении от движущейся навстречу границы частота повышается, причём эффект тем больше, чем ближе скорость гра­ницы и скорость распространения от­ражённой волны.

В случае нестационарных сред (ког­да параметры среды меняются во вре­мени) изменение частоты может проис­ходить даже для неподвижного излу­чателя и приёмника — т. н. пара­метрический Д. э.

Д. э. назван в честь австр. физика К. Доплера (Ch. Doppler), к-рый впер­вые теоретически обосновал этот эф­фект в акустике и оптике (1842). Пер­вое эксперим. подтверждение Д. э. в акустике относится к 1845. Франц. физик А. Физо ввёл (1848) понятие доплеровского смещения спектраль­ных линий, к-рое вскоре было обнару­жено (1867) в спектрах нек-рых звёзд

и туманностей. Поперечный Д. э. был обнаружен амер. физиками Г. Айвсом и Д. Стилуэллом (1938). Обобщение Д. э. на случай нестационарных сред принадлежит В. А. Михельсону (1899), на возможность сложного Д. э. в сре­дах с дисперсией и аномального Д. э. при V>v впервые указали В. Л. Гинз­бург и И. М. Франк (1942).

Д. э. позволяет измерять скорость движения источников излучения или рассеивающих волны объектов и на­ходит широкое практич. применение. Так, в астрофизике Д. э. использует­ся для определения скорости движения звёзд, а также скорости вращения не­бесных тел. Измерения доплеровского смещения линий в спектрах излучения удалённых галактик привели к выводу о расширяющейся Вселенной (см. Красное смещение). В спектроскопии доплеровское уширение линий излу­чения атомов и ионов даёт способ из­мерения их темп-ры. В радио- и гидро­локации Д. э. используется для изме­рения скорости движущихся целей, а также при синтезе апертуры (см. Антенна).

• Угаров В. А., Специальная теория от­носительности, 2 изд., М., 1977; Ф р а н к ф у р т У. И., Ф р е н к А. М., Оптика движущихся тел, М., 1972; Гинзбург В. Л., Теоретическая физика и астрофизика. (Дополнительные главы), М., 1975; Франк И. М., Эйнштейн и оптика, «УФН», 1979, т. 129, в. 4.

М. А. Миллер,    Ю. И. Сорокин, Н. С. Степанов.

ДОПОЛНИТЕЛЬНОСТИ ПРИНЦИП,

сформулированное дат. физиком Н. Бором принципиальное положение квант. механики, согласно к-рому по­лучение эксперим. информации об од­них физ. величинах, описывающих микрообъект (элем. ч-цу, атом, моле­кулу), неизбежно связано с потерей информации о нек-рых др. величинах, дополнительных к первым. Такими взаимно дополнит. величинами явл., напр., координата ч-цы и её скорость (или импульс). В общем случае допол­нительными друг к другу явл. физ. величины, к-рым соответствуют опе­раторы, не коммутирующие между собой, напр. направление и величина момента кол-ва движения, кинетич. и потенц. энергии, напряжённость электрич. поля в данной точке и число фотонов.

С физ. точки зрения, Д. п. часто объясняют (следуя Бору) влиянием измерит. прибора (к-рый всегда явл. макроскопич. объектом) на состояние микрообъекта. При точном измерении одной из дополнит. величин (напр., координаты ч-цы) с помощью соответ­ствующего прибора др. величина (им­пульс) в результате вз-ствия ч-цы с прибором претерпевает полностью не­контролируемое изменение. Такое тол­кование Д. п. подтверждается анали­зом простейших экспериментов (напр., измерение координаты ч-цы с помо­щью микроскопа и т. п.), однако с бо­лее общей точки зрения оно наталки­вается на возражения филос. хар-ра. С позиций совр. квант. теории измерений роль прибора заключается в «приготовлении» нек-рого состояния системы. Состояния, в к-рых взаимно дополнит. величины имели бы одно­временно точно определённые значе­ния, принципиально невозможны, при­чём если одна из таких величин точно определена, то значения другой пол­ностью неопределённы. Т. о., факти­чески Д. п. отражает объективные св-ва квант. систем, не связанные с су­ществованием наблюдателя.

•  См.   лит.   при   ст.   Квантовая  механика.

Д. В. Гольцов.

ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ЦВЕТА, два та­ких цвета, к-рые при их оптич. сме­шении (сложении) образуют цвет, вос­принимаемый норм. человеческим гла­зом как белый. Излучения от источ­ников или окрашенных поверхностей, соответствующие Д. ц., могут обла­дать самыми разл. спектральными хар-ками: напр., быть монохромати­ческими (см. Монохроматическое излу­чение) или иметь сплошной спектр. Для того чтобы получить два свето­вых пучка Д. Ц. (со сплошным спект­ром), достаточно пропустить пучок белого света через непоглощающее светоделительное зеркало, к-рое силь­но отражает одну часть спектра (напр., синюю) и пропускает др. часть спект­ра, к-рая будет иметь дополнительный к первой цвет (к синему — жёлтый).

ДРЕЙФ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ в плазме, относительно медленное на­правленное перемещение заряж. ч-ц (эл-нов и ионов) под действием разл. причин, налагающихся на осн. движе­ние (закономерное или беспорядочное). Напр., осн. движение заряж. ч-цы в однородном магн. поле в отсутствии столкновений — вращение с цикло­тронной частотой. Наличие др. полей искажает это движение; так, совмест­ное действие электрич. и магн. полей приводит к т. н. электрическо­му Д. з. ч. в направлении, перпен­дикулярном Е и H, со скоростью

v_e=c[exh]/h² , не зависящей от массы и

заряда   ч-цы.

На циклотронное вращение может также накладываться т. н. гради­ентный дрейф, возникающий из-за неоднородности магн. поля и направ­ленный перпендикулярно H и DH (DH — градиент поля).

Д. з. ч., распределённых в среде неравномерно, может возникать вслед­ствие их теплового движения в на­правлении наибольшего спада кон­центрации (см. Диффузия) со ско­ростью v_d=-Dgradn/n  , где gradn — градиент концентраций n заряж. ч-ц; D — коэфф. диффузии.

В случае, когда действует неск. факторов, вызывающих Д. з. ч., напр, электрич. поле и градиент концентраций, скорости дрейфа, вызываемые в отдельности полем, v_e и v_d склады­ваются.

• Ф р а н к-К а м е н е ц к и й Д. А., Плаз­ма — четвертое состояние вещества, 2 изд., М., 1963.

184

 

 

ДРЕЙФ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА, упо­рядоченное движение подвижных но­сителей заряда в твёрдом теле под действием внеш. полей. Д. н. з. на­кладывается на их беспорядочное (теп­ловое) движение, но скорость Д. н. з. v_др обычно мала по сравнению со ско­ростью теплового движения. Под дей­ствием электрич. поля E, v_др=mE, где m — наз. подвижностью носителей. При наличии доста­точно сильного магн. поля H>>c/m, перпендикулярного к электрич. по­лю, Д. н. з. происходит поперёк обоих полей со скоростью v_др=cE/H. При движении «пакета» неравновесных но­сителей в ПП в электрич. поле Е про­исходит пространств. разделение эл-нов проводимости и дырок элект­рич. полем из-за различия их подвижностей. Это приводит к появлению объёмного заряда и внутр. поля, пре­пятствующего дальнейшему разделе­нию. В результате пакет неравновес­ных носителей движется с дрейфовой

СКОРОСТЬЮ v_др=m_аE, где m_a— т. н. амбиполярная подвижность (см. Амбиполярная диффузия), равная:

Здесь n и р — концентрации эл-нов проводимости и дырок, m_n и m_р — их подвижности, отсюда следует, что при n>>р m_a»m_p, а при n<<р m_а»m_n, т. е. амбиполярная подвижность совпадает с подвижностью неосновных носите­лей. При собств. проводимости n=р и m_a=0.

• См. лит. при ст. Полупроводники.

Э. М. Эпштейн.

ДРЕЙФОВАЯ КАМЕРА, разновид­ность пропорц. камеры. См. Пропор­циональный счётчик. ДРОБОВОЙ ШУМ, флуктуации напря­жений и токов в радиоэлектронных устройствах, вызванные неравномер­ной эмиссией эл-нов (см. Дробовой эффект). Ср. значение квадрата флук­туации тока i²=2eiDv (е — заряд эл-на, Dv — полоса частот устройст­ва). Д. ш. проявляется в виде акустич. шума в динамике радиоприёмни­ка, «снега» на экране телевизора, «травки» на радиолокац. отметчике и т. п. Д. ш.— осн. составляющая внутр. шумов радиоэлектронных уст­ройств, к-рые приводят к искажению слабых полезных сигналов и ограничи­вают чувствительность усилителей.

ДРОБОВОЙ ЭФФЕКТ, небольшие бес­порядочные отклонения тока электро­вакуумных и ПП приборов от его ср. значения, вызванные неравномерно­стью электронной эмиссии с катода или инжекции носителей заряда в полу­проводниках. При нагревании катода электронной лампы увеличивается ср. скорость теплового движения эл-нов. Часть эл-нов, обладающих достаточной кинетич. энергией, «вырывается» из катода (см. Термоэлектронная эмис­сия). Однако прежде чем покинуть катод, эл-н испытывает огромное число столкновений с атомами и эл-нами

внутри катода, в результате чего ве­личина и направление скорости каж­дого эл-на в момент вылета могут быть различными, а вылет отд. эл-нов про­исходит как бы совершенно случайно и независимо от вылета др. эл-нов. В результате число эл-нов, эмиттированных катодом за одинаковые малые промежутки времени, оказывается раз­личным — ток эмиссии флуктуирует. Величина флуктуации анодного тока зависит от режима работы прибора. Если все эмиттированные эл-ны попада­ют на анод, флуктуации эмиссии точно повторяются в анодном токе. Если же не все эл-ны собираются на анод, то вблизи катода образуется отрицатель­но заряженное облако, к-рое играет роль своеобразного «демпфера» и сгла­живает флуктуации анодного тока. Д. э. характерен не только для тер­моэлектронной эмиссии; он сопровож­дает любые процессы, связанные с об­разованием потоков заряж. или ней­тральных ч-ц, напр. протекание элек­трич. тока через ПП, фотоэлектронную эмиссию, вторичную электронную эмиссию, формирование молекулярных и атомных пучков и т. п.

• См. лит. при ст. Флуктуации электри­ческие.

И. Т. Трофименко.

ДРОССЕЛИРОВАНИЕ, понижение дав­ления в потоке жидкости, газа или пара при прохождении его через дрос­сель — местное гидродинамич. сопро­тивление (сужение трубопровода, вен­тиль, кран и т. д.); наблюдается в ус­ловиях, когда поток не совершает внеш. работы и нет теплообмена с ок­ружающей средой. При Д. реальные газы изменяют свою темп-ру (см. Джоуля — Томсона эффект). Д. при­меняется для измерения и регулиро­вания расхода жидкостей и газов (в расходомерах), для сжижения газов.

ДРУДЕ ФОРМУЛЫ, формулы для уд. высокочастотной электропроводности s (w) и уд. электронной теплопровод­ности к, полученные нем. физиком П. Друде (P. Drude) в предположе­нии, что эл-ны металла — классич. газ. В совр. обозначениях:

 

где n — число эл-нов в 1 см³, w — частота электрич. поля, t — время свободного пробега эл-нов, L — уни­версальная постоянная (число Лорен­ца), правильное значение к-рой полу­чено Зоммерфельдом, Т—темп-pa. Д. ф. объясняют Видемана — Франца за­кон. Они используются при анализе высокочастотных свойств электронных

проводников.

М. И. Каганов.

ДУАЛИЗМ КОРПУСКУЛЯРНО-ВОЛНОВОЙ, см. Корпускулярно-волноеой

дуализм.

ДУБЛЕТЫ (франц. doublet, от doub­le — двойной), группы близко распо­ложенных спектр. линий, к-рые воз­никают в результате дублетного рас­щепления уровней энергии (см. Мультиплетность), обусловленного спин-орбитальным взаимодействием. Наи­более характерны Д. для спектров

атомов щелочных металлов, линии главной серии к-рых двойные.

ДУГОВОЙ РАЗРЯД, самостоятельный квазистационарный электрический раз­ряд в газе, горящий практически при любых давлениях газа, превышающих 10^-2—10 ^-4 мм рт. ст., при постоянной или меняющейся с низкой частотой (до 10³ Гц) разности потенциалов меж­ду электродами. Д. р. отличается вы­сокой плотностью тока на катоде (10²—10⁸ А/см²) и низким катодным падением потенциала, не превышаю­щим эфф. потенциала ионизации среды в разрядном промежутке. Впервые наблюдался между двумя угольными электродами в воздухе в 1802 В. В. Пе­тровым и независимо от него в 1808—09 англ. учёным Г. Дэви. Светящийся токовый канал этого разряда при горизонтальном расположении элек­тродов под действием конвективных потоков дугообразно изогнут, что и обусловило название.

Известно множество разновидностей Д. р., каждая из к-рых существует только при определённых внешних и граничных условиях. Почти у всех видов Д. р. ток на катоде стянут в ма­лое очень яркое пятно, беспорядочно перемещающееся по всей поверхности катода (катодное пятно). Темп-ра поверхности в пятне достигает вели­чины темп-ры кипения (или возгонки) материала катода. Поэтому значитель­ную (иногда главную) роль в катодном механизме переноса тока играет тер­моэлектронная эмиссия. Над катод­ным пятном образуется слой положит. пространственного заряда, обеспечива­ющего ускорение эмиттируемых эл-нов до энергий, достаточных для удар­ной ионизации атомов и молекул газа. Т. к. толщина этого слоя крайне мала (менее длины пробега эл-на), он соз­даёт высокую напряжённость поля у поверхности катода, особенно вблизи естеств. микронеоднородностей по­верхности, благодаря чему сущест­венной оказывается и автоэлектронная эмиссия. Высокая плотность тока в катодном пятне и «перескоки» пятна с точки на точку создают условия для проявления взрывной электронной эмиссии. Известны и др. катодные ме­ханизмы Д. р. (факельный вынос, плазменный катод и т. д.). Относит. роль каждого из них зависит от конк­ретного вида Д. р.

Непосредственно к зоне катодного падения потенциала примыкает поло­жительный столб, простирающийся до анода. Прианодного скачка потен­циала обычно не наблюдается. На ано­де формируется яркое анодное пятно, несколько большего размера и менее подвижное, чем катодное. Нагретый до высокой темп-ры и ионизованный газ в столбе находится в состоянии плазмы. Электропроводность плазмы в зависимости от вида Д. р. может при­нимать практически любые значения,

185

 

 

вплоть до электропроводности метал­лов, но обычно она на неск. порядков меньше последней. Выделяющаяся в столбе джоулева теплота восполняет все потери энергии из столба плазмы, поддерживая неизменным её состоя­ние, к-рое определяется хар-ром рас­пределения энергии по всем степеням свободы. Полностью равновесные ста­тистические распределения, строго го­воря, в плазме Д. р. никогда не реали­зуются. Однако состояние сверхплот­ной плазмы при концентрации заряж. ч-ц N³10¹⁸ см^-3 может быть близким к полному термодинамич. равновесию. Кинетика плазмы в столбе Д. р. при таких плотностях определяется в ос­новном процессами соударений. При меньших плотностях (10¹⁸>N>10¹⁵ см^-3) может реализоваться состояние т. н. локального термич. равновесия (ЛТР), при к-ром в каждой точке плаз­мы все статистич. распределения близ­ки к равновесным при одном значении Т, но Т явл. ф-цией координат. Исклю­чение в этом случае составляет лишь излучение плазмы: оно далеко от рав­новесного (планковского) и определя­ется составом плазмы и скоростями конкретных радиац. процессов (линей­чатое, сплошное тормозное, рекомбинационное излучения и т. д.). При очень ограниченных размерах столба Д. р. (неск. мм), даже в плотной плазме N£10¹⁸ см^-3 для Не и N£10¹⁶ см^-3 для др. газов), состояние ЛТР может нарушаться за счёт процессов перено­са, включая радиац. потери. Наруше­ние ЛТР выражается в сильном откло­нении состава плазмы и заселённостей возбуждённых уровней от их равно­весных значений. По мере дальнейше­го снижения плотности плазмы радиа­ционные процессы играют всё боль­шую роль.

Длина столба Д. р. может быть про­извольной, но его диаметр жёстко оп­ределяется условиями баланса выде­ляющейся и теряемой энергии. С рос-

том тока или давления неоднократно меняются механизмы потерь, обуслов­ленные теплопроводностью газа, теп­лопроводностью эл-нов, амбиполярной диффузией, радиац. потерями и т. д. При таких сменах может происходить контракция (самосжатие) столба (см. Контрагироеанный разряд).

Классич. примером Д. р. явл. раз­ряд пост. тока, свободно горящий в воздухе между угольными электро­дами. Его типичные параметры: ток от 1А до сотен А, катодное падение потенциала ~10 В, межэлектродпое расстояние от мм до неск. см, темп-ра плазмы ~7000К, темп-pa поверхности анодного пятна ~3900К. Применяется как лабораторный эталонный источ­ник света и в технике (дуговые лам­пы). Д. р. с угольным анодом, просвер­лённым и заполненным исследуемыми в-вами или пропитанным их р-рами, применяется в спектральном анализе руд, минералов, солей и т. п. Исполь­зуется Д. р. в плазмотронах, а также в дуговых печах для выплавки метал­лов, как сварочная дуга при электро­сварке. Разл. формы Д. р. возникают в газонаполненных и вакуумных пре­образователях электрич. тока (ртут­ных выпрямителях тока, газовых и ва­куумных электровыключателях и т. п.), в нек-рых газоразрядных источ­никах света и т. д.

• Кесаев И. Г., Катодные процессы элек­трической дуги, М., 1968. В. Н. Колесников.

ДЫРКА, квантовое состояние, не за­нятое эл-ном в энергетич. зоне тв. тела. Движение эл-нов в почти запол­ненной энергетич. зоне под действием внеш. электрич. поля эквивалентно движению Д., возникших у верх. края зоны, если приписать Д. положит. заряд, равный е, и энергию, равную энергии отсутствующего эл-на с об­ратным знаком. Д.— квазичастицы, определяющие, наряду с эл-нами про­водимости, динамич. свойства эл-ной

системы кристалла. Эффективная мас­са Д. обычно больше, а подвижность — меньше, чем у электронов проводи­мости.

В полупроводниках Д. образуются ок. верхнего края валентной зоны. В ме­таллах и полуметаллах, где зона про­водимости заполнена частично, по­нятие Д. иногда вводится как не за­нятое эл-ном состояние ниже Ферми уровня.

в См. лит. при ст. Твёрдое тело, Полупро­водники.

Э. М. Эпттейн.

ДЫРОЧНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ (про­водимость р-типа), проводимость по­лупроводника, в к-ром осн. носители заряда — дырки. Д. п. осуществляет­ся, когда концентрация акцепторов превышает концентрацию доноров.

Э. М. Эпштейн.

ДЮЛОНГА И ПТИ ЗАКОН, эмпирич. правило, согласно к-рому теплоём­кость тв. тел при постоянном объёме и темп-ре Т ³ 300К постоянна и рав­на 6 кал/(моль•К). Установлен франц. учёными П. Дюлонгом (P. Dulong) и А. Пти (A. Petit) в 1819. Д. и П. з. приближённо справедлив для боль­шинства элементов и простых соеди­нений. В области низких темп-р теп­лоёмкость зависит от температуры. См. Теплоёмкость, Дебая закон тепло­ёмкости.

ДЮФУРА ЭФФЕКТ (диффузионная теплопроводность), возникновение разности темп-р в результате диффу­зионного перемешивания двух хими­чески невзаимодействующих газов или жидкостей, первоначально находя­щихся при одинаковой темп-ре. Эф­фект, обратный термодиффузии. В га­зах разность темп-р при Д. э. может достигать неск. К (напр., при сме­шивании водорода и азота), в жидкос­тях — она ~10^-3 К. Разность темп-р сохраняется, если поддерживается градиент концентраций. Впервые на­блюдался в 1873 швейц. физиком Л. Дюфуром (L. Dufour).