Э

Э

ЭВАПОРОГРАФИЯ (от лат. evaporo — испаряю и греч. grapho — пи­шу), метод получения изображений объектов в их собственном (обычно ИК) тепловом излучении. Предложен нем. физиком М. Черни в 1929. Метод Э. основан на испарении летучей жидкости с зачернённой мембраны 3 (рис.) в вакуумной камере 4 (или, наоборот, на конденсации на мембране жидкости из паров, заранее введён­ных в камеру). Объект 1 проецируют объективом 2 на мембрану 3, а изобра­жение объекта получают в виде жид­костного рельефа 5, соответствующего различиям испарения (или конденса­ции) в разных точках мембраны, и либо рассматривают его в интерференц. цветах, либо фотографируют.

Схема получения изображения в эвапорографии.

 

Область спектра, в к-рой можно использовать Э., зависит от св-в объектива и др. элементов аппаратуры и от выбора зачерняющего покрытия мембраны; на практике удаётся получать изоб­ражения в ИК области до длин волн 10 мкм. Э. применяется для наблюде­ния и фотографирования в темноте, регистрации собственного ИК излу­чения тел, дистанционного измерения темп-ры и её распределения на поверхности объекта (в т. ч. в медицин­ской диагностике), визуализации пуч­ков от ИК лазеров и др.

• Фаерман Г. П., Получение изоб­ражений в далекой инфракрасной области спектра методом эвапорографии, «Журнал научной и прикладной фотографии и кине­матографии», 1963, т. 8, № 2.

А.   Л.   Картужанский.

ЭЙКОНАЛ (от греч. eikon — изоб­ражение) в геометрич. оптике, функ­ция, определяющая оптич. длину пути луча света между двумя произ­вольными точками, одна из к-рых А принадлежит пространству предметов (объектов), другая А' — пространству изображений (см. Изображение опти­ческое). В зависимости от выбора пара­метров различают: точечный Э., или Э. Гамильтона (гамильтонова характеристич. функция от координат х, у, z; х', у', z' точек А и А'); угловой Э. Брунса (ф-ция угловых коэфф. m, n; m',n' луча); более сложный Э. Шварцшильда и ряд др. Применение Э. при расчётах оптич. систем даёт воз­можность, дифференцируя его по оп­редел. параметрам, найти выражения для нек-рых осн. аберраций оптичес­ких систем. Ф-ции, наз. Э., широко используются в электронной и ионной оптике в рамках общей аналогии, существующей между нею и классич. оптикой, а также при описании про­цессов рассеяния ч-ц и волн в квант. механике и квант. теории поля (эйкональное приближение), где тоже воз­никают аналогии с оптикой.

• Борн М., Вольф Э., Основы оп­тики, пер. с англ., 2 изд., М., 1973.

ЭЙЛЕРА УРАВНЕНИЯ, 1) в ме­ханике — динамич. и кинематич. ур-ния, используемые в механике при изучении движения тв. тела; даны Л. Эйлером (L. Euler; 1765).

Динамические Э. у. пред­ставляют собой дифф. ур-ния движе­ния тв. тела вокруг неподвижной точки и имеют вид:

где Ix., Iу, Iz— моменты инерции тела относительно гл. осей инерции, прове­дённых из неподвижной точки; wх, wу, wz — проекции мгновенной угл. скорости тела на эти оси; Мх, Мy, Mz — гл. моменты сил, действующих на тело, относительно тех же осей; w'х, w'y, w'z производные по вре­мени от wх, wу, wz.

Кинематические Э. у. дают выражения wх, wу, wz через Эйлеро­вы углы j, y, q и имеют вид:

Система ур-ний (1) и (2) позволяет, зная закон движения тела, определить момент действующих на него сил и, наоборот, зная действующие на те­ло силы, определить закон его движе­ния.

859

 

 

 

2) В гидродинамике — дифф. ур-ния движения идеальной жидко­сти в переменных Эйлера. Если давле­ние р, плотность r, проекции скоростей ч-ц жидкости u, v, w и проекции дей­ствующей объёмной силы X, У, Z рассматривать как ф-ции координат х, у, z точек пр-ва и времени t (перемен­ные Эйлера), то Э. у. в проекциях на оси прямоугольной декартовой систе­мы координат будут:

Решение общей задачи гидромеха­ники в переменных Эйлера сводится к тому, чтобы, зная X, Y, Z, а также начальные и граничные условия, опре­делить u, v, w, р, r как функции х, у, z и t. Для этого к Э. у. присое­диняют ур-ние неразрывности в пере­менных Эйлера

В случае баротропной жидкости, у к-рой плотность зависит только от давления, 5-м ур-нием будет ур-ние состояния r=j(р) (или r=const, ког­да жидкость несжимаема).

Э. у. пользуются при решении разнообразных задач гидромеханики.

• Бухгольц Н. Н., Основной курс теоретической механики, 6 изд., ч. 2, М., 1972, §14, 16; Лойцянский Л. Г., Механика жидкости и газа, 5 изд., М., 1978.

С. М. Тарг.

ЭЙЛЕРА ЧИСЛО (по имени Л. Эй­лера), один из подобия критериев движения жидкостей или газов. Харак­теризует соотношение между силами давления, действующими на элем. объём жидкости или газа, и инерцион­ными силами. Э. ч. Eu=2(р2-p1/rv2 (иногда 2р/rv2), где р2, р1 — дав­ления в двух характерных точках потока (или движущегося в нём тела), rv2/2 — скоростной напор, r — плотность жидкости или газа, v ско­рость течения (или скорость тела). Если при течении жидкости имеет ме­сто кавитация, то аналогичный кри­терий наз. числом кавитации c= 2(р0- рн)/rv2) где p0 — характерное давление, рн— давление насыщ. па­ров жидкости. В сжимаемых газовых потоках Э. ч. в форме Eu=2p/rv2 связано с др. критериями подобия — Маха числом М и отношением уд. теплоёмкостей среды g ф-лой Eu=2/gМ2, где g=cp/cv (cp — уд. теп­лоёмкость при пост. давлении, сv — то же при пост. объёме).

ЭЙЛЕРОВЫ УГЛЫ, три угла j, y и y, определяющие положение тв. тела, имеющего неподвижную точку О (напр., гироскопа), по отношению к неподвижным прямоуг. осям Ох1у1z1. Если с телом жёстко связать прямоуг. оси Oxyz (рис.) и обозначить линию пересечения плоскостей Оx1y1 и Оху через OR (линия узлов), то Э. у. будут: угол собственного вращения j=ÐКОх (угол поворота вокруг оси Oz), угол прецессии y=Ðx1ОК (угол по­ворота вокруг оси Oz1) и угол нутации y=Ðz1Oz (угол поворота вокруг ли­нии узлов ОК); положительные на­правления отсчёта углов показаны на рисунке дуговыми стрелками

. Поло­жение тела будет определяться одно­значно, если считать углы j и y изме­няющимися от 0 до 2я, а угол y от 0 до p. Э. у. широко пользуются в динамике тв. тела, в частности в те­ории гироскопа, и в небесной меха­нике.

ЭЙНШТЕЙН (Э, Е), единица энергии, применяемая иногда в фотохимии. Названа в честь А. Эйнштейна (А. Einstein). 1Э — суммарная энергия квантов монохроматич. излучения, число к-рых равно Авогадро постоян­ной. Размер ед. изменяется в зависи­мости от длины волны света (частоты излучения).

ЭЙНШТЕЙНА ЗАКОН ТЯГОТЕНИЯ, см. Тяготение.

ЭЙНШТЕЙНА КОЭФФИЦИЕНТЫ, характеризуют вероятности излучат. квантовых переходов. Введены А. Эйнштейном в 1916 при рассмотрении теории испускания и поглощения излучения атомами и молекулами на основе представления о фотонах; при этом им впервые была высказана идея существования вынужденного излу­чения. Вероятности спонтанного ис­пускания (см. Спонтанное излучение), поглощения и вынужденного испус­кания характеризуются соответст­венно коэфф. Aki, Bik и Bki (индексы указывают на направление перехода между верхним ξk и нижним ξi уров­нями энергии). Эйнштейн одновре­менно дал вывод Планка закона излу­чения путём рассмотрения термоди­намич. равновесия в-ва и излучения и получил соотношения между Э. к. (см. Тепловое излучение). • Эйнштейн А., Испускание и по­глощение излучения по квантовой теории, в его кн.: Собр. науч. трудов, т. 3, М., 1966, с. 386; К квантовой теории излучения, там же, с. 393.

ЭЙНШТЕЙНА — ДЕ ХААЗА ЭФ­ФЕКТ, при намагничивании тела вдоль нек-рой оси тело получает относительно этой оси механич. мо­мент, пропорц. приобретённой намаг­ниченности. Эффект эксперимен­тально открыт и теоретически объяс­нён А. Эйнштейном и голл. физиком В. де Хаазом (1915); см. Магнитомеханические явления.

ЭКВИВАЛЕНТНОСТИ ПРИНЦИП, утверждение, согласно к-рому поле тяготения в небольшой области пр-ва и времени (в к-рой его можно считать однородным и постоянным во време­ни) по своему проявлению тождест­венно ускор. системе отсчёта. Э. п. доказан экспериментально с большой точностью. См. Тяготение.

ЭКВИПОТЕНЦИАЛЬНАЯ ПОВЕРХ­НОСТЬ, поверхность, все точки к-рой имеют один и тот же потенциал. Напр., поверхность проводника в электростатике — Э. п.

ЭКЗОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ, ис­пускание эл-нов холодной металлич. поверхностью при механич. воздей­ствии на неё и растрескивании. От­крыта нем. физиком И. Крамером в 40-х гг. 20 в. Одно из объяснений Э. э. состоит в том, что энергия, необходи­мая для вылета экзоэлектрона из металла, освобождается при переходе атома из слабо связанного состояния в более сильно связанное состояние на поверхности. Э. э. используется как показатель радиац. повреждений или радиац. облучения, а также при исследовании развития трещин в тв. телах, особенно в ходе усталости, а также для изучения процессов адсорб­ции и хим. реакций на поверхностях твёрдых тел.

• Рабинович Э., Экзоэлектроны, пер. с англ., «УФН», 1979, т. 127, в. 1, с. 163.

ЭКСА... (от греч. hex — шесть; оз­начает шестую степень тысячи), при­ставка к наименованию ед. физ. вели­чины для образования наименования кратной единицы, равной 1018 от ис­ходной ед. Обозначения: Э или Е. Пример: 1 Эм (эксаметр) = 1018 м=1015 км=0,1 светового года.

ЭКСИМЕРНЫЕ ЛАЗЕРЫ, газовые лазеры, работающие на переходах между электронными уровнями эксимерных молекул (молекул, существующих только в электронно-возбуждённом состоянии). Нижний уровень лазерного перехода является т. н. «отталкивательным» (невозбуж­дённые атомы отталкиваютсл друг от друга и не образуют молекулу).

 

Зависимость энергии ξ эксимерной моле­кулы от расстояния R между составляющими её атомами X и Y: верх. кривая — для верх. лазерного уровня, нижняя — для ниж. уровня.

 

Энер­гия верх. уровня лазерного перехода (один из атомов X* возбуждён) имеет минимум, соответствующий образо­ванию эксимерной молекулы (рис.). При наличии в газе нек-рого кол-ва

860

 

 

эксимерных молекул, создаваемых накачкой, инверсия населённостей возникает благодаря эфф. опустоше­нию ниж. уровня за счёт разлёта ядер. Быстрое опустошение ниж. уровня обусловливает аномально большую ширину линий усиления Э. л. (~10-2—10-1 эВ).

В Э. л. используются двухатомные эксимерные молекулы — короткоживущие соединения атомов инертных га­зов друг с другом, с галогенами или с кислородом (см. табл.). Излучение этих молекул соответствует видимой или УФ областям спектра. Это объяс­няет интерес к Э. л. как к источникам УФ когерентного излучения. Аномаль­но большая ширина линии усиления открывает возможность перестройки частоты генерации.

ПАРАМЕТРЫ СУЩЕСТВУЮЩИХ ЭКСИМЕРНЫХ ЛАЗЕРОВ

Активная среда Э. л. состоит из инертного газа при атмосферном или несколько большем давлении с возмож­ными малыми добавками галогенсодержащих молекул (давление р£10-2 атм). Эксимерные молекулы об­разуются в результате протекания след. процессов:

R*+Х2®RХ*Х,         (1)

R*+2R®R*2+R,          (2)

где R — атом инертного газа, Х2 — молекула галогена (звёздочка озна­чает электронно-возбуждённое состо­яние). В силу малых времён жизни активных молекул (~10-8 с), малости Я и большой ширины линии усиления для осуществления генерации требу­ется создать достаточно высокую концентрацию эксимерных молекул. Это достигается за счёт использова­ния мощных импульсных источников возбуждения — мощных электронных пучков или импульсного поперечного разряда, к-рый обычно для обеспече­ния объёмной однородности предва­рительно инициируют маломощным электронным пучком или фотоионизирующим УФ излучением.

Наиболее эффективны и хорошо изучены Э. л. на ArF, KrF, XeF. Вы­ходная энергия этих лазеров при воз­буждении электронным пучком или электрич. разрядом, инициируемым электронным пучком, достигает неск.

сот Дж при кпд 10% и длительности импульса ~10-8 с. При возбуждении импульсным электрич. разрядом кпд ~1%, однако возможность реализа­ции импульсного режима с высокой частотой повторений (~104 Гц) делает такой способ возбуждения удобным. Ср. мощность генерации импульсных Э. л. с газоразрядным возбуждением достигает неск. десятков Вт. Угл. расходимость излучения при исполь­зовании резонатора спец. конструк­ции достигает дифракц. предела.

Высокая мощность и эффективность Э. л., малость длины волны и возмож­ность её перестройки с помощью па­раметрич. генераторов света и др. устройств (см. Нелинейная оптика) делают их перспективными. Э. л. используются для оптич. накачки ла­зеров на красителях. Они перспектив­ны для селективной лазерной фото­химии и лазерного разделения изото­пов, а также лазерного термояд. синтеза.

• Елецкий А. В., Эксимерные лазеры, «УФН», 1978, т. 125, в. 2, с. 279; Эксимер­ные лазеры, под ред. Ч. Роудза, пер. с англ., М., 1981.                           

А. В. Елецкий.

ЭКСИТОН (от лат. excito — возбуж­даю), квазичастица, соответствующая электронному возбуждению в кристал­ле диэлектрика или ПП, мигрирующе­му по кристаллу, но не связанному с переносом электрич. заряда и массы. Представление об Э. введено в 1931 Я. И. Френкелем. В мол. кристаллах (где вз-ствие между отд. молекулами значительно слабее, чем вз-ствие между атомами и эл-нами внутри моле­кулы) Э.— возбуждение электронной системы отд. молекулы. Благодаря межмолекулярным взаимодействиям оно распространяется по кристаллу в виде волны (Э. Френкеля).

Э. Ванье — Мотта представля­ет собой водородоподобное связанное состояние эл-на проводимости и дырки в полупроводнике. Энергии связи ξ* и эфф. радиусы а* Э. Ванье — Мотта можно оценить по ф-лам Бора для атома

водорода, учитывая,   что эффективные  массы эл-нов проводимости m*э и дырок m*д отличаются от массы свободного эл-на m0 и что кулоновское притяже­ние эл-на и дырки ослаблено диэлект­рич. проницаемостью e:

m* =mэmд/(mэ+mд) — приведённая масса    Э.,

е — заряд эл-на. Учёт сложной зон­ной структуры и вз-ствия эл-нов и ды­рок с фононами меняет порядок ве­личин ξ* и а*. Для Ge, Si и ПП типа АIIIВV и AIIBV обычно m* ~ 0,1m0, e~10; при этом ξ ~10-2 эВ и а* =10-6 см. Т. о., энергия связи Э. Ва­нье — Мотта во много раз меньше, чем энергия связи эл-на с протоном в атоме водорода, а радиусы Э. во много раз больше межат. расстояний в кристалле.

Большие значения а* означают, что в ПП Э.— макроскопич. образование. Эффективная масса, соответствующая движению его (как целого): М=mэ+mд. Для щёлочно-галоидных кри­сталлов и кристаллов благородных газов ξ*~1 эВ, а*~10-7—10-8 см; такие Э. занимают промежуточное положение между Э. Френкеля и Э. Ванье — Мотта. Образование Э. сопровождается деформацией элем. ячейки. Время жизни т Э. невелико: эл-н и дырка рекомбинируют с излу­чением фотона, обычно за время t~10-5—10-7 с. Кроме того, Э. может погибнуть безызлучательно, напр. при захвате дефектами решётки.

При малых концентрациях Э. ведут себя в кристалле подобно газу. При больших концентрациях становится существенным их вз-ствие и возможно образование связанного состояния двух Э.— экситонной молекулы (биэкситона). При достижении нек-рой критич. концентрации (зависящей от темп-ры) в ПП происходит «сжижение» экситонного газа — образование от­носительно плотной электронно-дырочной фазы (электронно-ды­рочных капель), обладающей металлич. св-вами. При этом расстоя­ние между ч-цами порядка радиуса Э. Электронно-дырочные капли обла­дают высокой плотностью (при малой средней по объёму концентрации Э.), большой подвижностью в неоднород­ных полях.

Э. состоит из двух фермионов, по­этому его можно рассматривать как бозон. Это означает, что в принципе возможна бозе-конденсация Э. (либо биэкситонов), приводящая к существо­ванию в кристалле потоков энергии, не затухающих в течение времени жизни Э. Однако это явление пока не наблюдалось.

• Н о к с Р., Теория экситонов, М., 1966; Гросс Е., Экситон и его движение в крис­таллической решетке, «УФН», 1962, т. 76, в. 3, с. 433; Агранович В. М., Тео­рия экситонов, М., 1968; Давыдов А. С., Теория молекулярных экситонов, М., 1968.

А. П. Силин.

ЭКСПОЗИЦИЯ (количество освеще­ния, световая экспозиция), поверх­ностная плотность световой энергии: отношение световой энергии dQ, пада­ющей на элемент поверхности dA , к площади этого элемента. Эквивалент­ное определение — произведение осве­щённости Е на длительность освеще­ния: H=dQ/dA= ∫Edt. Э. выражают в лк•с. Понятие Э. удобно приме­нять, если результат воздействия излучения накапливается во време­ни (напр., в фотографии). В системе энергетических фотометрических ве­личин аналогичная величина наз. энергетической экспозицией.

Д.  Н. Лазарев.

ЭКСТЕНСИВНЫЕ ПАРАМЕТРЫ в термодинамике, параметры (объём, внутр. энергия, энтропия и др.), зна-

861

 

 

чения к-рых пропорц. массе термоди­намич. системы или её объёму (т. е. значение Э. п. системы равно сумме его значений для отд. частей системы).

ЭКСТИНКЦИИ ПОКАЗАТЕЛЬ, то же, что ослабления показатель.

ЭКСТИНКЦИЯ (от лат. exstinctio — гашение), ослабление пучка света при его распространении в в-ве за счёт действия поглощения света и рассеяния света. В общем случае ослабление пучка с нач. интенсивностью I0 может быть рассчитано по Бугера Ламбер­та Бера закону: I=I0e-bl, где l — толщина поглощающего в-ва, а b=a+r — показатель Э. (ослабления показатель), равный сумме поглоще­ния показателя а и рассеяния показа­теля р. Показатель Э. имеет размер­ность обратной длины (м-1, см-1). Безразмерный коэффициент Э. равен сумме поглощения коэффициен­та и рассеяния коэффициента среды. Показатели и коэффициенты Э. раз­личны для разных длин волн света.

Л. Н.  Капорский.

ЭКСТРАКЦИЯ НОСИТЕЛЕЙ ЗА­РЯДА в полупроводниках, обедне­ние приконтактной области ПП неос­новными носителями заряда при проте­кании тока через контакт ПП с метал­лом (см. Шотки барьер) или др. полу­проводником (см. Электронно-дыроч­ный переход, Гетеропереход) при запор­ном направлении приложенного на­пряжения U (плюс на n-области). Уменьшение концентрации Dn неосновных носителей по сравнению с равновесной n0 изменяется с расстоя­нием х до контакта экспоненциально:

где    L диффуз.    длина    носителей,

е — заряд носителей.

Э. М. Эпштейн.

ЭЛЕКТРЕТЫ, диэлектрики, длительно сохраняющие поляризованное состоя­ние после снятия внеш. воздействия, вызвавшего поляризацию, и создаю­щие электрич. поле в окружающем пр-ве (электрич. аналоги пост. магни­тов). Если в-во, молекулы к-рого обла­дают дипольным моментом, расплавить и поместить в сильное электрич. поле, то его молекулы частично выстроятся по полю. При охлаждении расплава в электрич. поле и последующем выклю­чении поля в затвердевшем в-ве пово­рот молекул затруднён, и они длитель­ное время сохраняют преимуществен­ную ориентацию (от неск. дней до мн. лет). Первый Э. был таким методом изготовлен япон. физиком Ёгучи (1922).

Остаточная поляризация может быть получена также в крист. в-ве за счёт ориентации в поле т. н. квазидиполей (две вакансии противопо­ложного знака, примесный ион вакансия и т. п.) или за счёт скопле­ния носителей заряда вблизи электро­дов. При изготовлении Э. в диэлектрик

могут переходить носители заряда из электродов или межэлектродного про­межутка. Носители могут быть созда­ны и искусственно, напр. облучением электронным пучком.

Стабильные Э. получены из аморф­ных восков и смол (пчелиный воск, парафин и т. д.), полимеров (полиметилметакрилат, поливинилхлорид, поликарбонат, политетрафторэтилен и др.), неорганич. поликрист. диэлект­риков (титанаты щёлочноземельных металлов, стеатит, ультрафарфор и др. керамич. диэлектрики), монокрист. неорганич. диэлектриков (щёлочногалоидные монокристаллы, напр. LiF; корунд; рутил), стёкол и ситаллов и др.

Стабильные Э. получают, нагревая, а затем охлаждая в сильном электрич. поле (термоэлектреты), осве­щая в сильном электрич. поле (фотоэлектреты), облучая радиоакт. излучением (радиоэлектреты), поляризацией в сильном электрич. поле без нагревания (электро­электреты) или в магн. поле (магнетоэлектреты), при засты­вании органич. р-ров в электрич. поле (криоэлектреты), механич. деформацией полимеров (механоэлектреты), трением (трибоэлектреты), действием поля коронного разряда (короноэлектреты). Все Э. имеют стабильный поверхностный заряд.

Э. применяют как источники пост. электрич. поля (электретные микро­фоны и телефоны, вибродатчики, ге­нераторы слабых перем. сигналов, электрометры, электростатич. вольт­метры и др.), а также как чувствит. датчики в устройствах дозиметрии, электрич. памяти; для изготовления барометров, гигрометров и газовых фильтров, пьезодатчиков и др. Фото­электреты применяются в электрофо­тографии.

• Губкин А. Н., Электреты, М., 1978; Фридкин В. М., Желудев И. С., Фотоэлектреты и электрофотографический процесс, М., 1960.               

А. Н. Губкин.

ЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ЁМКОСТЬ, ха­рактеристика проводника, количеств. мера его способности удерживать электрич. заряд. В электростатич. поле все точки поверхности провод­ника имеют один и тот же потенциал. Потенциал j (отсчитываемый от нуле­вого уровня на бесконечности) про­порц. заряду q проводника, т. е. от­ношение q к j не зависит от q. Это позволяет ввести понятие Э. ё. С уе­динённого проводника, к-рая равна отношению заряда проводника к потен­циалу: C=g/j. Т. о., чем больше Э. ё., тем больший заряд может накопить проводник при данном j. Э. ё. опре­деляется геом. размерами проводника, его формой и электрич. св-вами окру­жающей среды (её диэлектрической проницаемостью) и не зависит от ма­териала проводника. В частности, Э. ё. проводящего шара в вакууме в системе СГСЭ равна его радиусу. На­личие вблизи проводника др. тел изменяет его Э. ё., т. к. потенциал проводника зависит и от электрич. по­лей, создаваемых зарядами, наведён­ными в окружающих телах вследствие электростатической индукции.

В системе ед. СГСЭ Э. ё. измеряется в сантиметрах, в СИ — в фарадах: 1 Ф=9•1011 см.

Понятие Э. ё. относится также к системе проводников, в частности двух проводников, разделённых тонким слоем диэлектрика,— электрич. кон­денсатору. Э. ё. конденсатора (взаим­ная ёмкость его обкладок) С=q/(j1-j2), где q заряд одной из об­кладок (заряды обкладок по абс. вели­чине равны), j1-j2 — разность потен­циалов между обкладками. Э. ё. конден­сатора практически не зависит от на­личия окружающих тел и может дости­гать очень большой величины при ма­лых геом. размерах конденсаторов.

Г.    Я.    Мякишев.

ЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ИНДУКЦИЯ (D), векторная величина, характеризующая электрич. поле и равная сумме двух векторов разл. природы: напряжён­ности электрического поля Е — гл. хар-ки поля и поляризации среды Р, к-рая определяет электрич. состоя­ние в-ва в этом поле. В Гаусса системе единиц

D=E+4pP,                (1)

в   СИ

D=e0E+P,               (1')

где e0 — размерная константа, наз. электрической постоянной или ди­электрич. проницаемостью вакуума.

В изотропном в-ве, не обладающем сегнетоэлектрич. св-вами, при слабых полях вектор поляризации прямо про­порц. напряжённости поля. В системе Гаусса

Р=cеЕ,                    (2)

где cе — пост. безразмерная величи­на, наз. диэлектрической восприимчи­востью. Для сегнетоэлектриков cе зависит от Е, и связь между Р и Е становится нелинейной.

Подставив выражение (2) в (1), получим:

D =(1+4pce)E=eE.          (3)

Величина

e=1+4pcе                 (4)

наз. диэлектрической проницаемостью в-ва.

В системе СИ

Смысл введения вектора Э. и. со­стоит в том, что поток вектора D через любую замкнутую поверхность определяется только свободными заря­дами, а не всеми зарядами внутри объёма, ограниченного данной поверх­ностью, подобно потоку вектора Е. Это позволяет не рассматривать свя­занные (поляризационные) заряды и упрощает решение мн. задач.

Г.   Я.   Мякишев,

862

 

 

 

ЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ПОСТОЯННАЯ (e0) (по старой терминологии — ди­электрич. проницаемость вакуума), физ. постоянная, входящая в ур-ния законов электрич. поля (см., напр., Кулона закон) при записи этих ур-ний в рационализованной форме, в соот­ветствии с к-рой образованы электрич. и магн. ед. Международной системы

единиц.     e0=(m0с2)-1=(107/4pc2)  Ф•м-1=8,85418782(7) •10-12 Ф•м-1, где m0магнитная постоянная. В отличие от диэлектрич. проницаемо­сти e (зависящей от типа в-ва, темп-ры, давления и др. параметров), e0 зави­сит только от выбора системы ед. В СГС системе единиц (гауссовой) e0=1.

ЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ПРОЧНОСТЬ, на­пряжённость электрич. однородного поля Епр, при к-рой наступает эле­ктрический пробой в-ва. У слюды, кварца и др. «хороших» диэлектриков Ёпр~106—107 В/см; в очищенных и обезгаженных жидких диэлектриках Eпр~106В/см; в газах Э. п. зависит от давления и др. условий; для воздуха при норм. условиях и толщине слоя ~1 см Eпр~3•104 В/см (см. Элект­рические разряды в газах). У полупро­водников Епр изменяется в широких пределах от 106 В/см до долей В/см.

См. лит. при ст. Диэлектрики.

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ КОЛЕБАНИЯ, электромагнитные колебания в ква­зистационарных цепях, размеры к-рых малы по сравнению с длиной эл.-магн. волны. Это позволяет не учитывать волнового характера процессов и опи­сывать их как колебания электрич. зарядов Q (в ёмкостных элементах цепи) и токов I (в индуктивных и диссипативных элементах) в соответ­ствии с ур-нием непрерывности: I=±dQ/dt. В случае одиночного колеба­тельного контура Э. к. описываются ур-нием:

где L — самоиндукция, С — ёмкость, R — сопротивление, ξ — внешняя

ЭДС.                                       

М.  А.  Миллер.

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ РАЗРЯДЫ В ГА­ЗАХ, прохождение электрич. тока через газовую среду, сопровождаю­щееся изменением состояния газа. Многообразие условий, определяющих исходное состояние газа (состав, дав­ление и т. д.), внеш. воздействий на газ, материалов, форм и расположения электродов, конфигурации возникаю­щего в газе электрич. поля и т. п. приводит к тому, что существует мно­жество видов Э. р. в г., причём их законы сложнее, чем законы прохож­дения электрич. тока в металлах и электролитах. Э. р. в г. подчиняются Ома закону лишь при очень малой приложенной извне разности потен­циалов, поэтому их электрич. св-ва описывают с помощью вольтамперной хар-ки (рис. 1 и 3).

Газы   становятся   электропроводны­ми в результате их ионизации. Если Э. р. в г. происходит только при вы­зывающем и поддерживающем иони­зацию внеш. воздействии (при дейст­вии т. н. внеш. ионизаторов), его наз. несамостоят. разрядом. Э. р. в г., продолжающийся и после прекраще­ния действия внеш. ионизатора, наз. самостоят. разрядом.

Несамостоят. разряд при малом значении разности потенциалов U между анодом и катодом в газе наз. тихим разрядом. При повышении U сила тока i тихого разряда сначала увеличивается пропорц. напряжению (участок кривой ОА на рис. 1), затем рост тока замедляется (участок кривой АВ) и, когда все заряж. ч-цы, возник­шие под действием ионизатора в ед. времени, уходят за то же время на катод и на анод, усиление тока с рос­том напряжения не происходит (уча­сток ВС). При дальнейшем росте на­пряжения ток снова возрастает и тихий разряд переходит в несамостоятель­ный лавинный разряд (участок СЕ). В этом случае сапа тока определяется как интенсивностью воздействия иони­затора, так и газовым усилением, к-рое зависит от давления газа и на­пряжённости электрич. поля в области, занимаемой разрядом.

Тихий разряд наблюдается при дав­лении газа порядка атмосферного. Внеш. ионизаторами могут быть: радиоакт. излучение, космические лучи, свет, пучки быстрых эл-нов и т. д. Ионизаторы двух последних типов используются (преим. в импульсном режиме) в нек-рых типах газовых лазеров.

Переход несамостоят. Э. р. в г. в самостоятельный характеризуется рез­ким усилением электрич. тока (точка Е на кривой рис. 1) и наз. пробоем электрическим газа.

Рис. 1. Вольтамперная хар-ка тихого разряда.

 

Соответствующее напряжение Uз наз. напряжением зажигания (см. Зажигания потенциал). В случае однородного поля оно зависит от вида газа и от произведения давле­ния газа р на расстояние между элек­тродами d (рис. 2 и ст. Пашена закон). Разряд после электрич. пробоя прини­мает форму тлеющего разряда, если давление газа низко (неск. мм рт. ст.). При более высоком давлении (напр., при атмосферном) лавинное усиление Э. р. в г. приводит к возникновению пространств. заряда, что меняет хар-р процесса пробоя. Между электродами образуется один или неск. узких про­водящих (заполненных плазмой) каналов, к-рые наз. стримерами. Вре­мя образования стримеров очень мало (ок. 10-7 с). После короткого переход­ного процесса самостоятельный газовый разряд становится стационарным. Обычно такой разряд осуществляют в закрытом изолированном сосуде (стек­лянном или керамическом). Ток в газе течёт между двумя электродами: от­рицат. катодом и положит. анодом. Одним из осн. ти­пов газового разря­да, формирующим­ся, как правило,

 

Рис. 2. Кривые Пашена для разл. газов. По оси абсцисс отложены произведения p d в мм рт. ст.мм, по оси ординат—. напряжение пробоя Uз в В.

 

при низком давлении и малом токе (участок в на рис. 3), явл. тлеющий разряд. Гл. четыре области разрядного пр-ва, характерные для тлеющего разряда, это: катодное тёмное пр-во, тлеющее (или отрицательное) свече­ние, фарадеево тёмное пр-во, положи­тельный столб. Первые три области находятся вблизи катода и образуют катодную часть разряда, в к-рой происходит резкое падение потенциа­ла (катодное падение), связанное с большой концентрацией положит. ионов на границе катодного тёмного пр-ва и тлеющего свечения. Эл-ны, ускоренные в области катодного тём­ного пр-ва, производят в области тлею­щего свечения интенсивную ударную ионизацию. Тлеющее свечение обус­ловлено рекомбинацией ионов и эл-нов в нейтр. атомы или молекулы. Для положит. столба разряда вследствие постоянной и большой концентрации эл-нов характерны незначит. падение потенциала в нём, свечение, вызывае­мое возвращением возбуждённых мо­лекул (атомов) газа в основное состоя­ние, и большая электропроводность.

Стационарность в положит. столбе объясняется взаимной компенсацией процессов образования и потерь заряж. ч-ц. Образование таких ч-ц происхо­дит при ионизации атомов и молекул в результате столкновений с ними эл-нов. К потерям заряж. ч-ц приводит амбиполярная диффузия к стенке сосуда, ограничивающего разрядный объём, и следующая за этим рекомби­нация. Диффуз. потоки, направленные не к стенке, а вдоль разрядного тока, часто ведут к образованию в положит. столбе своеобразных «слоев», или страт (обычно движущихся).

При увеличении разрядного тока нормальный тлеющий разряд стано­вится аномальным (рис. 3) и начина­ется стягивание (контракция) положит. столба. Столб отрывается от стенок сосуда, в нём начинает происходить

863

 

 

дополнит. процесс потери заряж. ч-ц (рекомбинация в объёме). Предпосыл­кой для этого явл. увеличение плот­ности заряж. ч-ц. При дальнейшем повышении разрядного тока ток на катоде стягивается в катодное пятно, катодное падение потенциала резко снижается и тлеющий разряд скачком переходит в дуговой разряд. Электро­проводность столба повышается, вольтамперная хар-ка приобретает падающий хар-р (точка г, рис. 3).

Рис. 3. Вольтамперная хар-ка разряда: аб — несамостоятельного лавинного;

бвг — тлеющего (нормального и аномаль­ного); гд — дугового (ток в амперах).

 

Хотя ду­говой разряд может «гореть» в широ­ком диапазоне давлений газа, в боль­шинстве практически интересных слу­чаев он реализуется при давлении порядка атмосферного.

Во всех случаях формирования са­мостоят. Э. р. в г. особое значение имеют приэлектродные процессы, при­чём ситуация у катода сложнее, чем у анода. При тлеющем разряде непре­рывная связь между катодом и поло­жит. столбом обеспечивается за счёт высокого значения катодного падения потенциала. В самостоятельном дуго­вом разряде перенос тока в прикатодной области осуществляется за счёт термоэлектронной эмиссии или др. более сложных механизмов.

Все рассмотренные выше Э. р. в г. происходят под действием пост. элек­трич. напряжения. Однако газовые разряды могут протекать и под дей­ствием перем. электрич. напряжения. Такие разряды имеют стационарный хар-р, если частота перем. напряже­ния достаточно высока (или, наоборот, настолько низка, что полупериод перем напряжения во много раз боль­ше времени установления разряда, так что каждый электрод попеременно слу­жит катодом и анодом). Типичным при­мером может служить высокочастот­ный разряд. ВЧ разряд может «гореть» даже при отсутствии электродов (без­электродный разряд). Перем. электрич. поле создаёт в определ. объёме плазму и сообщает эл-нам энергию, достаточ­ную для того, чтобы производимая ими ионизация восполняла потери заряж. ч-ц вследствие диффузии и рекомбинации. Внеш. вид и хар-ки ВЧ разрядов зависят от рода газа, его давления, частоты перем. поля и подводимой мощности. Элем. процес­сы на поверхности тв. тела (металла или изолятора разрядной камеры)

играют определ. роль только в про­цессе «поджига» разряда. Столб ста­ционарного ВЧ разряда подобен положит. столбу тлеющего разряда.

Кроме установившихся разрядов, осн. хар-ки к-рых не зависят от вре­мени, существуют неустановившиеся Э. р. в г. Они возникают обычно в сильно неоднородных полях, напр. у заострённых и искривлённых поверх­ностей проводников и электродов. Величина напряжённости поля и сте­пень его неоднородности вблизи та­ких тел столь велики, что происходит ударная ионизация эл-нами молекул газа. Два важных типа неустановив­шегося разряда — коронный разряд и искровой разряд.

При коронном разряде ионизация не приводит к пробою, потому что сильная неоднородность электрич. поля, обусловливающая её, сущест­вует только в непосредств. близости от проводов и остриёв. Коронный разряд представляет собой многократ­но повторяющийся процесс поджига, к-рый распространяется на ограни­ченное расстояние от проводника, до области, где напряжённость поля уже недостаточна для поддержания разряда. Искровой разряд, в отличие от коронного, приводит к пробою. Этот Э. р. в г. имеет вид прерывистых ярких зигзагообразных разветвляю­щихся, заполненных ионизованным газом нитей-каналов, к-рые пронизы­вают промежуток между электродами и исчезают, сменяясь новыми. Искро­вой разряд сопровождается выделе­нием большого кол-ва теплоты и яр­ким свечением. Он проходит след. стадии: резкое увеличение числа эл-нов в сильно неоднородном поле близ проводника (электрода) в результате тюследоват. актов ионизации, начинае­мых немногими, случайно возникши­ми свободными эл-нами; образование электронных лавин; переход лавин в стримеры под действием пространств. заряда, когда плотность заряж. ч-ц в головной части каждой лавины превы­сит нек-рую критическую. Совместное действие пространств. заряда, ионизи­рующих эл-нов и фотонов в «головке» стримера приводит к увеличению ско­рости развития разряда. Примером естественного искрового разряда явл. молния, длина к-рой может достигать неск. км, а макс. сила тока — неск. сотен тысяч А.

Все виды Э. р. в г. исследуются и применяются при возбуждении газо­вых лазеров. Дуговой или ВЧ разря­ды явл. осн. рабочими процессами в плазмотронах. На применении искро­вого разряда основаны прецизионные методы электроискровой обработки. При фокусировке лазерного светового излучения происходит пробой воздуха в фокусе и возникает безэлектродный разряд (подобный ВЧ разряду и искре), наз. лазерной искрой. Мощ­ные сильноточные разряды в водороде служили первыми шагами на пути к управляемому термоядерному синтезу.

В системе естеств. наук изучение Э. р. в г. занимает место в физике плазмы. При Э. р. в г. образуется низкотемпературная плазма, для к-рой характерна малая степень ионизации. В отличие от высокотемпературной (полностью ионизованной) плазмы в низкотемпературной плазме атомы или молекулы нейтр. газа играют важную роль. Эл-ны, ионы и нейтр. ч-цы «мяг­ко» взаимодействуют. Вследствие этого может возникнуть термодинамически неравновесная ситуация, при к-рой эл-ны, ионы и нейтр. газ имеют разные темп-ры. Эта ситуация ещё более услож­няется, если в балансе энергии Э. р. в г. нельзя пренебречь световым излу­чением (напр., в сильноточных дуго­вых разрядах). В таких случаях низ­котемпературную плазму необходимо описывать с помощью кинетич. тео­рии плазмы.

• Э н г е л ь А., Ш т е н б е к М., Фи­зика и техника электрического разряда в газах, пер. с нем., т. 1—2, М.— Л., 1935— 1936; Грановский В. Л., Электриче­ский ток в газе. Установившийся ток, М., 1971; Капцов Н. А., Электроника,

2 изд., М., 1956; Мик  Дж., Крэгс  Дж., Электрический пробой в газах, пер. с англ., М., 1960;   Браун   С., Элементарные   про­цессы  в  плазме  газового  разряда,   [пер.   с англ.], М.,  1961;  Физика  и техника низко­температурной    плазмы,    М.,    1972;    Р а й з е р    Ю.  П.,   Основы  современной  физики газоразрядных  процессов,   М.,   1980.

М. Штеенбек, Л. Ротхардт (ГДР).

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЗАРЯД, источник эл.-магн. поля, связанный с матер. носителем; внутр. хар-ка элем. ч-цы, определяющая её электромагнитное взаимодействие. Вся совокупность электрич. и магн. явлений есть прояв­ление существования, движения и вз-ствия Э. з.

Различают два вида Э. з., условно наз. положительными и отрицатель­ными; при этом одноимённо заряж. тела (ч-цы) отталкиваются, а разно­имённо заряженные — притягиваются. Заряд наэлектризованной стеклянной палочки назвали положительным, а смоляной (в частности, янтарной) — отрицательным. В соответствии с этим условием Э. з. эл-на (эл-н по-греч. янтарь) — отрицателен. Э. з. дискре­тен: существует минимальный эле­ментарный электрический заряд, к-ро­му кратны все Э. з. ч-ц и тел. Полный Э. з. замкнутой физ. системы, рав­ный алгебр. сумме зарядов слагающих систему элем. ч-ц (для обычных мак­роскопич. тел — протонов и эл-нов), строго сохраняется во всех вз-ствиях и превращениях ч-ц этой системы (см. Заряда сохранения закон). Сила вз-ствия между покоящимися заряж. телами (ч-цами) подчиняется Кулона закону. Связь Э. з. с эл.-магн. полем определяется Максвелла уравнениями.

В СИ Э. з. измеряется в кулонах.

Л. И. Пономарёв.

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ТОК, упорядо­ченное (направленное) движение элек­трически заряж. ч-ц или заряж. макроскопич. тел. За направление тока принимают направление движе­ния положительно заряж. ч-ц; если ток создаётся отрицательно заряж.

864

 

 

ч-цами (напр., эл-нами), то направле­ние тока считают противоположным направлению движения ч-ц. Разли­чают Э. т. проводимости, связанный с движением заряж. ч-ц относительно той или иной среды (т. е. внутри макроскопич. тел), и конвекционный ток — движение макроскопич. за­ряж. тел как целого (напр., заряж. капель дождя).

О наличии Э. т. в проводниках можно судить по действиям, к-рые он произ­водит: нагреванию проводников, изме­нению их хим. состава, созданию магн. поля. Магн. действие тока про­является у всех без исключения про­водников; в сверхпроводниках не проис­ходит выделения теплоты, а хим. дей­ствие тока наблюдается преим. в элек­тролитах. Магн. поле порождается не только током проводимости или конвекц. током, но и перем. электрич. полем в диэлектриках и вакууме. Величину, пропорц. скорости измене­ния электрич. поля во времени, Дж. Максвелл назвал током смещения. Ток смещения входит в Максвелла уравнения на равных правах с током, обусловленным движением зарядов. Поэтому полный Э. т., равный сумме тока проводимости и тока смещения, определяет создаваемое им магн. поле.

Количественно Э. т. характеризу­ется скалярной величиной — силой тока I и векторной величиной — плот­ностью электрического тока у. При равномерном распределении плотности тока по сечению проводника

I=jS=q0nv~S,

где q0 — заряд ч-цы, n — число ч-ц в ед. объёма, v~ — ср. скорость направл. движения ч-ц, S — площадь поперечного сечения проводника.

Для возникновения и существования Э. т. необходимо наличие свободных заряж. ч-ц (т. е. положит. или отри­цат. заряж. ч-ц, не связанных в единую электрически нейтр. систему) и силы, создающей и поддерживающей их упорядоч. движение. Обычно та­кой силой явл. сила со стороны элект­рич. поля внутри проводника, к-рое определяется электрич. напряжением на концах проводника. Если напря­жение не меняется во времени, то в проводнике устанавливается постоян­ный ток, если меняется — перемен­ный ток.

Важнейшей хар-кой проводника явл. зависимость силы тока от напряже­ния —вольтамперная хар-ка. Для металлич. проводников и электроли­тов она определяется Ома законом.

Способность в-в пропускать Э. т. характеризуется         электропроводностью (или электрическим сопро­тивлением).

• Тамм И. Е., Основы теории электри­чества, 9 изд., М., 1976, гл. 3, 6; Калаш­ников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977, гл. 6, 14 — 16, 18 (Общий курс физики).

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ НАПРЯЖЕНИЕ между двумя точками электрической цепи или электрич. поля, равно работе электрич. поля по перемещению единичного положит. заряда из одной точки в другую. В потенц. электрич. поле (электростатическом поле) эта работа не зависит от пути, по к-рому перемещается заряд; в этом случае Э. н. (или просто напряжение) между двумя точками совпадает с разностью потенциалов между ними.

Если поле непотенциально, то Э. н. зависит от пути, по к-рому перемеща­ется заряд между точками. Непотенц. силы, наз. сторонними, дей­ствуют внутри любого источника постоянного тока. Напряжение на за­жимах источника тока измеряется работой электрич. тока по переме­щению единичного положит. заряда вдоль пути, лежащего вне источника; в этом случае Э. н. равно разности потенциалов на зажимах источника и определяется законом Ома: U=ξ-IRi=IR, где I — сила тока, Ri — внутр. сопротивление источника R — сопротивление внеш. цепи, а ξ — его электродвижущая сила (эдс). При разомкнутой цепи (I=0) напряже­ние равно эдс источника. Поэтому эдс источника часто определяют как Э. н. на его зажимах при разомкну­той цепи.

В случае переменного тока Э. н. обычно определяется действующим (эффективным)            среднеквадратичным за период — значением. Напря­жение на зажимах источника перем. тока или катушки индуктивности измеряется работой электрич. поля по перемещению единичного положит. заряда вдоль пути, лежащего вне источника или катушки. Вихревое (непотенциальное) электрич. поле на этом пути практически отсутствует, и напряжение равно разности потенциа­лов. Э. н. обычно измеряют вольтмет­ром. Единица Э. н. в системе СИ — вольт.                               

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ ПОЛЕ, частная форма проявления (наряду с магн. полем) электромагнитного поля, опре­деляющая действие на электрич. за­ряд (со стороны поля) силы, не зави­сящей от скорости движения заряда. Представление об Э. п. было введено М. Фарадеем в 30-х гг. 19 в. Согласно Фарадею, каждый покоящийся заряд создаёт в окружающем пр-ве Э. п. Поле одного заряда действует на другой заряд и наоборот; так осуще­ствляется вз-ствие зарядов (концеп­ция близкодействия). Осн. количеств. хар-ка Э. п.— напряжённость элект­рического поля Е, к-рая в данной точке пр-ва определяется отношением силы F, действующей на заряд, помещён­ный в эту точку, к величине заряда q:E=F/q. Э. п. в среде наряду с напряжённостью характеризуется век­тором электрической индукции D. Распределение Э. п. в пр-ве можно изображать с помощью силовых линий напряжённости Э. п. Силовые линии потенц. Э. п., порождаемого электрич. зарядами, начинаются на положит. зарядах и оканчиваются на отрицательных (или уходят на бесконечность). Силовые линии вихревого Э. п., порож­даемого перем. магн. полем, замкнуты.

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ СМЕЩЕНИЕ, ве­личина, пропорц. вектору электриче­ской индукции. Термин введён Дж. Максвеллом, в совр. физ. лит. не при­меняется. См. Максвелла уравнения.

ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ СОПРОТИВЛЕ­НИЕ, 1) величина, характеризую­щая противодействие проводника или электрич. цепи электрич. току.

Э. с. участка цепи при постоянном напряжении (токе) — скалярная ве­личина R, равная отношению напря­жения U на его концах к силе тока I при отсутствии на этом участке ис­точников эдс (см. Ома закон). В этом случае Э. с. наз. омическим или актив­ным. Оно зависит от материала про­водника, его размеров и формы. Для однородного по составу провод­ника при пост. сечении S и длине l R=rl/S, где r — уд. Э. с., характе­ризующее материал проводника. Ча­сто (особенно при рассмотрении физ. природы Э. с.) вместо r вводят уд. электропроводность s=1/r.

Э. с. металлов связано с рассеянием эл-нов проводимости на тепловых колебаниях крист. решётки и струк­турных неоднородностях (примесных атомах, дефектах решётки). Поэтому обычно R зависит от темп-ры Т и лишь при Т ®0, когда тепловые коле­бания не влияют на Э. с., оно опреде­ляется полностью крист. структурой и не зависит от Т. При очень низких Т Э. с. нек-рых металлов и сплавов резко падает (явление сверхпроводи­мости). Э. с. приводит к рассеянию электрич. энергии — переходу её в теп­ловую (см. Джоуля Ленца закон).

В цепи перем. тока любой провод­ник конечных размеров, помимо активного сопротивления, обладает индуктивным я ёмкостным сопротив­лениями, так что отношение U/I действующих значений U и I не сов­падает с R (см. Переменный ток). В перем. электрич. поле Э. с. металлов возрастает с увеличением частоты v. Это объясняется тем, что распределе­ние плотности тока по сечению провод­ника перестаёт быть равномерным: чем больше v, тем сильнее ток концен­трируется у поверхности (скин-эф­фект).

Э. с. измеряют омметрами и измерит. мостами. Единица Э. с. в СИ — Ом.

2) Структурный элемент электрич. цепи, включаемый в цепь для огра­ничения или регулирования силы тока.

ЭЛЕКТРОАКУСТИКА, раздел прик­ладной акустики, содержание к-рого составляют теория, методы расчёта и конструирование электроакустиче­ских преобразователей. Часто к Э. от­носят теорию и методы расчёта электромеханич. преобразователей (звуко­снимателей, рекордеров, виброметров,

865

 

 

электромеханич. фильтров и трансфор­маторов и др.), связанных с электроакустич. преобразователями общно­стью физ. механизма, методов расчёта и конструирования. Э. тесно связана также со мн. др. разделами приклад­ной акустики, поскольку рассматри­ваемые ею электроакустич. преобра­зователи либо органически входят в состав разл. акустич. аппаратуры (напр., при звуковещании, звукозапи­си и воспроизведении звука, в УЗ дефектоскопии и технологии, в гидро­акустике, акустич. голографии), либо широко применяются при эксперим. исследованиях (напр., в архитектур­ной и строит. акустике. медицине, геологии, океанографии, сейсмораз­ведке, при измерении шумов). Осн. задача Э.— установление соотноше­ний между сигналами на входе и вы­ходе преобразователя и отыскание ус­ловий, при к-рых преобразование осуществляется наиболее эффективно или с миним. искажениями.

Э. как самостоят. раздел приклад­ной акустики сложилась в 1-й пол. 20 в. Первые работы по расчётам элек­троакустич. преобразователей от­носятся к кон. 19 — нач. 20 вв. и связаны с развитием телефонии, ис­следованиями колебаний пьезоэлектрич. и магнитострикц. резонаторов. Существенным для прогресса Э. яви­лось создание метода электроакустич. аналогий и эквивалентных схем (см. Электроакустические и электромеха­нические аналогии), использование ме­тода электромеханич. многополюсни­ков и метода эквивалентных схем для систем с распределёнными парамет­рами, амплитуда колебаний к-рых существенно зависит от их координат аналогично электрич. длинным линиям и волноводам.

• Фурдуев В. В., Электроакустика, М.— Л., 1948; Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 1, ч. А, М., 1966, т. 1, ч. Б, М., 1967; С к у ч и к Е., Основы акустики, пер. с англ., т. 1—2, М., 1976.                             

Р. Е. Пасынков.

ЭЛЕКТРОАКУСТИЧЕСКИЕ И ЭЛЕКТРОМЕХАНИЧЕСКИЕ АНА­ЛОГИИ, аналогии в законах движе­ния механич. колебат. систем и элект­рич. колебательных контуров. Гл. достоинство Э. и э. а.— возможность использовать методы расчёта и анали­за электрич. колебат. систем при рас­смотрении св-в механич. и акустич. систем (рис.), основана на сходстве дифф. ур-ний, описывающих состояние этих систем.

Примеры электрич. и механич. аналогов: а — последовательный и параллельный оди­ночные электрич. контуры; б — механич. система с одной степенью свободы; в — акус­тич. резонатор.

 

На основании сопо­ставления сходных ур-ний составля­ется таблица соответствия электрич., механич. и акустич. аналогов, причём в зависимости от того, выбрано ли ур-ние последовательного или параллель­ного электрич. контура для сопостав­ления, различают 1-ю (прямую) и 2-ю (инверсионную) системы аналогий (см. табл.). При рассмотрении акустич. систем наибольшее распространение получила 1-я система аналогий.

Э. и э. а. особенно полезны при определении св-в сложных механич. систем с неск. степенями свободы, аналитич. исследование к-рых реше­нием дифф. ур-ний весьма трудоёмко. Такие системы представляют в виде совокупности электрич. контуров и полученную электрич. схему (экви­валентную схему) анализируют приё­мами электротехники. Метод Э. и э. а. применяется для расчёта электромеха­нич. и электроакустич. преобразовате­лей.

• Фурдуев В. В., Электроакустика, М.— Л., 1948; О л ь с о н Г., Динамиче­ские аналогии, пер. с англ., М., 1947; Матаушек И., Ультразвуковая техника, пер. с нем., М., 1962; С к у ч и к Е., Прос­тые и сложные колебательные системы, пер. с англ., М., 1971.

Р. Е. Пасынков.

ЭЛЕКТРОАКУСТИЧЕСКИЙ ПРЕ­ОБРАЗОВАТЕЛЬ, устройство, преоб­разующее эл.-магн. энергию в энер­гию упругих волн в среде и обратно. В зависимости от направления пре­образования различают Э. п.: излу­чатели и приёмники. Э. п. широко используют для излучения и приёма звука в технике связи и звуковоспро­изведения, для измерения и приёма упругих колебаний в УЗ технике, гид­роакустике и в акустоэлектронике. Наиболее распространённые Э. п. линейны, т. е. удовлетворяют требо­ванию неискажённой передачи сиг­нала, и обратимы, т. е. могут работать и как излучатель, и как приёмник, и подчиняются взаимности принципу. В большинстве Э. п. имеет место двой­ное преобразование энергии: электро­механическое, в результате к-рого часть подводимой к преобразователю электрич. энергии переходит в энер­гию колебаний нек-рой механич. си­стемы, и механоакустическое, при

к-ром колебания механич. системы в среде создают звуковое поле.

Существуют Э. п., не имеющие ме­ханич. колебат. системы и создающие колебания непосредственно в среде, напр. электроискровой излучатель, возбуждающий интенсивные звук. колебания в результате искрового разряда в жидкости, излучатель, дей­ствие к-рого основано на электрострикции жидкостей. Эти излучатели необратимы и применяются редко. К особому классу Э. п. относятся приёмники звука (также необрати­мые), основанные на изменении элект­рич. сопротивления чувствит. эле­мента под влиянием звук. давления, напр. угольный микрофон или ПП приёмники, в к-рых используется тензорезистивный эффект. Когда Э. п. служит излучателем, на его входе за­даются электрич. напряжение U и ток i, определяющие его колебат, скорость v и звук. давление р в созда­ваемом им поле; на входе Э. п.— приём­ника действует давление р или коле­бат. скорость v, обусловливающие напряжение V и ток I на его выходе (на электрич. стороне). Теоретич. рас­чёт Э. п. устанавливает связь между его входными и выходными парамет­рами.

Колебат. механич. системами Э. п. могут быть стержни, пластинки, оболочки разл. формы (полые цилинд­ры, сферы, совершающие разл. вида колебания), механич. системы более сложной конфигурации. Колебат. скорости и деформации, возникающие в системе под воздействием сил, рас­пределённых по её объёму, могут, в свою очередь, иметь достаточно слож­ное распределение. В ряде случаев, однако, в механич. системе можно ука­зать элементы, колебания к-рых с до­статочным приближением характери­зуются только кинетич. и потенц. энергиями и энергией механич. потерь. Эти элементы имеют характер соот­ветственно массы М, упругости 1и активного механич. сопротивления r (т. н. системы с сосредоточенными параметрами). Часто реальную систе­му удаётся искусственно свести к эквивалентной ей (в смысле баланса энергий) системе с сосредоточенными

866

 

 

параметрами, определив т. н. эк­вивалентные массу Мэкв, упругость 1/Cэкв и сопротивление трению rм. Расчёт механич. систем с сосредото­ченными параметрами может быть произведён методом электромеханич. аналогий (см. Электроакустические и электромеханические аналогии). В большинстве случаев при электроме­ханич. преобразовании преобладает преобразование в механич. энергию энергии либо электрического, либо магн. полей (и обратно), соответственно чему обратимые Э. п. могут быть раз­биты на след. группы: электродинамич. преобразователи, действие к-рых основано на электродинамич. эффекте (излучатели) и эл.-магн. индукции (приёмники), напр. громкоговоритель, микрофон; электростатические, дей­ствие к-рых основано на изменении силы притяжения обкладок конден­сатора при изменении напряжения на нём и на изменении заряда или на­пряжения при относит. перемещении обкладок конденсатора (громкогово­рители, микрофоны); пьезоэлектриче­ские преобразователи, основанные на прямом и обратном пьезоэффекте (см. Пьезоэлектричество); эл.-магн. пре­образователи, основанные на колеба­ниях ферромагнитного сердечника в перем. магн. поле и изменении маг­нитного потока при движении сердеч­ника; магнитострикционные преобра­зователи, использующие прямой и обратный эффект магнитострикции.

Св-ва Э. п.— приёмника характе­ризуются его чувствительностью в режиме холостого хода gxx=V/p и внутр. сопротивлением Zэл. По виду частотной зависимости V/p различают широкополосные и резонансные при­ёмники. Работу Э. п.— излучателя ха­рактеризуют: чувствительность, рав­ная отношению р на определ. расстоя­нии от него на оси хар-ки направлен­ности к U или i; внутр. сопротивле­ние, представляющее собой нагрузку для источника электрич. энергии; акустоэлектрич. кпд hа/эл=Wак/Wэл, где Wак — активная излучаемая акустическая мощность, Wэл — ак­тивная электрич. потребляемая мощ­ность, Wак=Zнv20 (v0 — колебат. ско­рость точки центра приведения на излучающей поверхности, Zн — меха­нич. сопротивление акустич. нагруз­ки, равное сопротивлению излучения Zs, при контакте Э. п. со сплошной средой). Перечисленные параметры зависят от частоты. Величины р и hа/эл достигают макс. значения на частотах механич. резонанса, вслед­ствие чего мощные излучатели де­лают, как правило, резонансными. Конструкции Э. п. существенно за­висят от их назначения и применения и поэтому весьма разнообразны.

• Фурдуев В. В., Электроакустика, М.— Л., 1948; X а р к е в и ч А. А., Тео­рия преобразователей, М.— Л., 1948; М а т а у ш е к И., Ультразвуковая техника, пер. с нем., М., 1962; Ультразвуковые пре­образователи, пер. с англ., М., 1972.

Б.   С.    Аронов,   Р.   Е.   Пасынков.

ЭЛЕКТРОВАКУУМНЫЕ  ПРИБОРЫ, приборы, принцип действия к-рых обус­ловлен движением эл-нов в высоком вакууме. К Э. п. относятся электрон­ные лампы (выпрямительные, гене­раторные, усилительные, смеситель­ные, индикаторные и др.), электрон­ные приборы СВЧ (клистрон, магнетрон, амплитрон, лампа бегущей волны, лампа обратной волны и др.), электронно-лучевые и фотоэлектрон­ные приборы (кинескоп, иконоскоп, супериконоскоп, ортикон, видикон, плюмбикон, секон, вакуумный фото­элемент, фотоэлектронный умножи­тель, электронно-оптич. преобразователь, рентгеновские трубки и др.). Э. п. широко используются в радио- и телевизионной передающей и при­ёмной аппаратуре, в измерит. и вычис­лит. технике, в устройствах автомати­ки, в медицинских приборах и т. д.

•  Власов    В.  Ф.,    Электронные  и ион­ные приборы, 3 изд., М., 1960;   Лебедев И.   В.,   Техника   и  приборы   СВЧ,   2   изд., т.   2,   М.,  1972;   Современные  приёмно-усилительные  лампы,   М.,   1967.

Т. М. Лифшиц.

ЭЛЕКТРОВАЛЕНТНАЯ СВЯЗЬ, то же, что ионная связь.

ЭЛЕКТРОГИРАЦИЯ, возникнове­ние или изменение оптической актив­ности в кристаллах под действием электрич. поля. Напр., в центросимметричном кристалле PbМоО4 при напряжённости поля 10 кВ возникает оптич. активность, дающая уд. враще­ние плоскости поляризации света ~5° см-1 на длине волны l=400 нм. В кристаллах кварца обнаружена квадратичная зависимость Э. от на­пряжённости поля. В нек-рых сегнетоэлектриках (напр., 5PbO•3GeO2) от напряжённости поля зависит знак оптической активности. В об­ласти темп-р фазового перехода Э. в сегнетоэлектриках обычно выше, чем Э. в диэлектриках.

•  Агранович        В.       М.,        Гинз­бург    В.  Л.,  Кристаллооптика   с   учетом пространственной дисперсии   и   теории   эк­ситонов,      2 изд.,      М.,      1979;       Федо­ров     Ф.   И.,   Теория   оптической актив­ности    кристаллов,     «УФН»,   1972,  т.    108, в.   4.                                      

И.   С.   Желудев.

ЭЛЕКТРОДВИЖУЩАЯ СИЛА, эдс, физ. величина, характеризующая дей­ствие сторонних (непотенциальных) сил в источниках пост. или перем. тока; в замкнутом проводящем конту­ре равна работе этих сил по перемеще­нию единичного положит. заряда вдоль всего контура. Если через Есгр обозначить напряжённость поля сто­ронних сил, то эдс ξ в замкнутом контуре  L равна

где dl — элемент длины контура.

Потенц. силы электростатич. поля не могут поддерживать пост. ток в цепи, т. к. работа этих сил на замкну­том пути равна нулю. Прохождение же тока по проводникам сопровожда­ется выделением энергии — нагрева­нием проводников. Сторонние силы приводят в движение заряж. ч-цы внутри генераторов, гальванич. эле­ментов, аккумуляторов и др. источников тока. Происхождение сторонних сил может быть различным: в генера­торах — это силы со стороны вихре­вого электрич. поля, возникающего при изменении магн. поля со временем, или Лоренца сила, действующая со стороны магн. поля на эл-ны в дви­жущемся проводнике; в гальванич. элементах и аккумуляторах — это хим. силы и т. д. Эдс источника равна электрическому напряжению на его зажимах при разомкнутой цепи. Эдс определяет силу тока в цепи при заданном её сопротивлении (см. Ома закон). Измеряется, как и электрич. напряжение, в вольтах.

ЭЛЕКТРОДИНАМИКА класси­ческая, теория (неквантовая) по­ведения электромагнитного поля, осу­ществляющего взаимодействие меж­ду электрич. зарядами (электромаг­нитное взаимодействие). Законы клас­сич. макроскопич. Э. сформулированы в Максвелла уравнениях, к-рые позво­ляют определять значения хар-к эл.-магн. поля — напряжённости электрич. поля E и магн. индукции B — в ва­кууме и в макроскопич. телах в зависимости от распределения в пр-ве электрич. зарядов и токов. Вз-ствие неподвижных электрич. зарядов описывается ур-ниями электростати­ки, к-рые можно получить как след­ствие ур-ний Максвелла. Микроско­пич. эл.-магн. поле, создаваемое отд. заряж. ч-цами, в классич. Э. опреде­ляется Лоренца Максвелла уравне­ниями, к-рые лежат в основе классич. статистич. теории эл.-магн. процессов в макроскопич. телах; усреднение этих ур-ний приводит к ур-ниям Максвелла.

Среди всех известных видов вз-ствия электромагнитное занимает первое место по широте и разнообразию про­явлений. Это связано с тем, что все тела построены из электрически заряженных (положительных и отри­цательных) ч-ц, эл.-магн. вз-ствие между к-рыми, с одной стороны, на много порядков интенсивнее гравита­ционного и слабого, а с другой — явл. дальнодействующим в отличие от сильного вз-ствия. Эл.-магн. вз-стви­ем определяется строение ат. оболочек (см. Атом), сцепление атомов в моле­кулы (силы хим. связи) и образование конденсиров. в-ва (см. Межатомное взаимодействие,         Межмолекулярное

взаимодействие). Законы классич. Э. неприменимы при больших частотах и, соответственно, малых длинах электромагнитных волн, т. е. для процессов, протекающих на малых пространственно-временных интерва­лах. В этом случае справедливы зако­ны квантовой электродинамики.

Историческая справка. Простей­шие электрич. и магн. явления были известны ещё в древние времена. Были найдены минералы, притягивающие кусочки железа, а также обнаружено, что янтарь (по-гречески — электрон),

867

 

 

потёртый о шерсть (электризация тре­нием), притягивает лёгкие предметы. Однако лишь в 1600 англ. учёный У. Гильберт впервые разграничил электрич. и магн. явления. Он открыл существование магн. полюсов и неот­делимость их друг от друга, устано­вил, что земной шар — гигантский маг­нит. В 17 — 1-й пол. 18 вв. проводи­лись многочисл. опыты с наэлектризов. телами, были построены первые элек­тростатич. машины, основанные на электризации трением, установлено существование электрич. зарядов двух родов (франц. физик Ш. Ф. Дюфе), обнаружена электропроводность металлов (англ. учёный С. Грей). С изобретением первого конденсатора — лейденской банки (1745) — появилась возможность накапливать большие электрич. заряды. В 1747—53 амер. учёный Б. Франклин изложил пер­вую последоват. теорию электрич. явлений, окончательно установил электрич. природу молнии и изобрёл молниеотвод.

Во 2-й пол. 18 в. началось коли­честв. изучение электрич. явлений. Появились первые измерит. приборы — электроскопы разл. конструкций, электромеры. Англ. физик Г. Кавендиш (1773) и франц. физик Ш. Кулон (1785) экспериментально установили закон взаимодействия неподвижных точечных электрических зарядов (работы Кавендиша были опублико­ваны лишь в 1879). Этот осн. закон электростатики (Кулона закон) впер­вые позволил создать метод коли­честв. определения электрич. заря­дов, основанный на измерении вз-ст­вия между ними. Кулон установил закон вз-ствия полюсов длинных маг­нитов и ввёл понятие магн. зарядов.

След. этап в развитии Э. связан с открытием в кон. 18 в. итал. учёным Л. Гальвани «животного электриче­ства» и с работами его соотечествен­ника А. Вольты, к-рый правильно истолковал опыты Гальвани присут­ствием в замкнутой цепи двух разно­родных металлов и жидкости и изоб­рёл первый источник электрич. тока — гальванич. элемент (т. н. вольтов столб, 1800), с помощью к-рого стало возможным создавать электрический ток в течение длит. времени. В 1802 В. В. Петров, построив гальванич. элемент большой мощности, открыл электрич. дугу, исследовал её св-ва и указал на возможность её примене­ния. В 1807 англ. учёный Г. Дэви, пропустив ток через водные р-ры щело­чей, т. е. осуществив их электролиз, получил неизвестные ранее металлы — натрий и калий. В 1826 нем. физик Г. Ом определил количеств. зависи­мость электрич. тока от напряжения в цепи (Ома закон), а в 1830 нем. учё­ный К. Ф. Гаусс сформулировал осн. теорему электростатики (см. Гаусса теорема). Англ. физик Дж. П. Джоуль установил (1841), что кол-во теп­лоты, выделяемой в проводнике элект­рич. током, пропорц. квадрату силы то­ка; этот закон был обоснован (1842) точными экспериментами Э. X. Ленца (закон Джоуля — Ленца).

Наиболее фундам. открытие было сделано в 1820 дат. физиком X. Эр­стедом; он обнаружил действие элек­трич. тока на магн. стрелку — явле­ние, свидетельствующее о связи между электрич. и магн. явлениями. В том же году франц. физик А. М. Ампер установил закон вз-ствия электрич. токов (Ампера закон). Он показал также, что св-ва пост. магнитов могут быть объяснены, если предположить, что в молекулах намагнич. тел цир­кулируют пост. электрич. токи (мол. токи). Т. о., согласно Амперу, все магн. явления сводятся к вз-ствию токов, магн. же зарядов не существует. С открытиями Эрстеда и Ампера обыч­но связывают рождение Э. как науки.

В 30—40-х гг. в развитие Э. внёс большой вклад англ. учёный М. Фа­радей - - творец общего учения об эл.-магн. явлениях, в к-ром все элек­трич. и магн. процессы рассматрива­ются с единой точки зрения. С помо­щью опытов он доказал, что действия электрич. зарядов и токов не зависит от способа их получения. В 1831 Фара­дей открыл явление электромагнит­ной индукции — возбуждение элект­рич. тока в контуре, находящемся в перем. магн. поле. Это явление, наб­людавшееся также в 1832 амер. учё­ным Дж. Генри, положило начало бурному развитию электротехники. В 1833—34 Фарадей установил законы электролиза. В дальнейшем он пытал­ся также доказать взаимосвязь элект­рич. и магн. явлений с оптическими и открыл поляризацию диэлектриков (1837), явления парамагнетизма и диамагнетизма (1845), магн. вращение плоскости поляризации света (Фара­дея эффект, 1845) и др. Фарадей пред­положил, что наблюдаемое вз-ствие электрических зарядов и токов осу­ществляется через создаваемые ими в пр-ве электрич. и магн. поля, введя т. о. сами эти поля как реальные физ. объекты. Он исходил из концеп­ции близкодействия, отрицая распро­странённую в то время концепцию дальнодействия, согласно к-рой тела действуют друг на друга через пусто­ту. При этом Фарадей ввёл также по­нятие о силовых линиях как механич. натяжениях в гипотетич. среде — эфире. Идеи Фарадея о реальности эл.-магн. поля не сразу получили призна­ние. Первая матем. формулировка законов эл.-магн. индукции была дана нем. физиком Ф. Нейманом в 1845. Им же были введены важные понятия само- и взаимоиндукции токов. Зна­чение этих понятий полностью раскры­лось, когда англ. физик У. Томсон (лорд Кельвин) развил теорию элект­рич. колебаний в контуре, состоящем из конденсатора — электроёмкости — и катушки — индуктивности (1853).

Большое значение для развития Э. имело создание новых приборов и методов измерения, а также единая система электрич. и магн. единиц измерений, созданная Гауссом и нем. физиком В. Вебером (см. Гаусса си­стема единиц). В 1846 Вебер указал на связь силы тока с плотностью электрич. зарядов в проводнике и скоростью их упорядоч. перемещения. Он установил также закон вз-ствия движущихся точечных зарядов, ко­торый содержал новую универсаль­ную электродинамич. постоянную, представляющую собой отношение электростатич. и эл.-магн. единиц заряда и имеющую размерность ско­рости. При эксперим. определении этой постоянной (Вебер и Ф. Кольрауш, Германия, 1856) было полу­чено значение, близкое к скорости света; это явилось определ. указа­нием на связь эл.-магн. явлений с оптическими.

В 1861—73 Э. получила своё разви­тие и завершение в работах Дж. Мак­свелла. Опираясь на эмпирич. законы эл.-магн. явлений и введя гипотезу о порождении магн. поля перем. элек­трич. полем, Максвелл сформулиро­вал фундам. ур-ния классич. Э., наз­ванные его именем. При этом он, по­добно Фарадею, рассматривал эл.-магн. явления как нек-рую форму механич. процессов в эфире. Из ур-ний Максвелла вытекало важное следст­вие — существование эл.-магн. волн, распространяющихся со скоростью света. После экспериментов нем. физика Г. Герца (1886—89), обнару­жившего существование эл.-магн. волн, теория Максвелла получила решающее подтверждение. Вслед за открытием Герца были предприняты попытки установить беспроволочную связь с помощью эл.-магн. волн, за­вершившиеся созданием радио (А. С. Попов, 1896). Ур-ния Максвелла легли в основу эл.-магн. теории света.

В кон. 19 — нач. 20 вв. начался новый этап в развитии Э. Исследова­ния электрич. разрядов в газах увен­чались открытием англ. физиком Дж. Дж. Томсоном дискретности электрич. зарядов. В 1897 Томсон измерил отношение заряда эл-на к его массе, а в 1898 определил абс. вели­чину заряда эл-на. Голл. физик X. Ло­ренц, опираясь на открытие Томсона и молекулярно-кинетич. теорию, за­ложил основы электронной теории строения в-ва (см. Лоренца Максвел­ла уравнения). В классич. электрон­ной теории в-во рассматривается как совокупность электрически заряжен­ных ч-ц, движение к-рых подчинено законам классич. механики. Ур-ния Максвелла получаются из ур-ний элек­тронной теории статистич. усредне­нием.

Попытки применения законов клас­сич. Э. к исследованию эл.-магн. процессов в движущихся средах натол­кнулись на существ. трудности. Стремясь разрешить их, А. Эйнштейн

868

 

 

пришёл (1905) к относительности теории. Эта теория окончательно опровергла идею существования эфи­ра, наделённого механич. св-вами. После создания теории относительно­сти стало очевидным, что законы Э. не могут быть сведены к законам клас­сич. механики. На малых простран­ственно-временных промежутках ста­новятся существенными квант. св-ва эл.-магн. поля, не учитываемые клас­сич. Э. Квант. теория эл.-магн. про­цессов — квантовая электродинами­ка — была создана во 2-й четв. 20 в.

С открытием новых фактов и созда­нием новых теорий значение классич. Э. не уменьшилось, были определены лишь границы её применимости. В этих пределах ур-ния Максвелла и классич. электронная теория сохра­няют силу, являясь фундаментом большинства разделов электротехни­ки, радиотехники, электроники и оп­тики (исключение составляет кванто­вая электроника). С помощью ур-ний Максвелла решаются мн. проблемы поведения плазмы в лаб. условиях и в космосе (см. Плазма, Управляемый термоядерный синтез, Звёзды) и мн. др. задачи теор. и прикладного хар-ра.

• Максвелл Дж. К., Избр. соч. по теории электромагнитного поля, пер. с англ., М., 1952; Лоренц Г. А., Теория электронов и ее применение к явлениям света и теплового излучения, пер. с англ., 2 изд., М., 1953; Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; Кудрявцев П. С., История физики, [2 изд.], т. 1—2, М., 1956; Л ь о ц ц и М., История физики, пер. с итал., М., 1970.

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРОДИНАМИКА ДВИЖУЩИХ­СЯ СРЕД, раздел электродинамики, в к-ром изучаются эл.-магн. явления, в частности законы распространения эл.-магн. волн, в движущихся сре­дах. Э. д. с. включает также оптику движущихся сред, в к-рой исследуется распространение света в движущихся средах. Эксперим. материал по Э. д. с. накапливался в течение неск. столе­тий, однако полное его объяснение стало возможным только после появ­ления спец. теории относительности А. Эйнштейна (1905).

В 1908 нем. учёный Г. Минковский показал, что Максвелла уравнения для покоящихся сред в сочетании с относительности принципом Эйн­штейна однозначно определяют эл.-магн. поле в движущейся среде. Ур-ния для полей в движущейся (с пост. скоростью v) среде совпадают с ур-ниями Максвелла в покоящейся среде, однако материальные уравнения, связывающие напря­жённости электрич. (E) и магн. (H) полей с электрич. (D) и магн. (В) индукциями для движущихся сред иные:

(e и m — диэлектрич.  и магн.  прони­цаемости   среды).   Ур-ния   Максвелла

с матер. ур-ниями (1) удовлетвори­тельно объясняют результаты всех экспериментов по изучению эл.-магн. явлений в движущихся средах. Ниже рассмотрены нек-рые из следствий теории Э. д. с.

Распространение электромагнит­ных волн в движущейся среде. Пусть в среде, движущейся со скоростью v, распространяется эл.-магн. волна

где E0 и Н0 — амплитуды электрич. и магн. полей, k — волн. вектор, w — круговая частота волны, r, t — коор­дината и время. В движущейся среде волн. вектор и частота [как вытекает из ур-ний Максвелла и (1), (2)] свя­заны соотношением

При v=0 (для покоящейся среды) k2=emw2/c2. В соотношение (3) входит угол q между направлением распро­странения волны (вектором k) и ско­ростью v, kv=kvcosq; поэтому ус­ловия распространения волны для разных направлений различны. При малых v, ограничиваясь величинами первого порядка по v/c, из (3) можно получить выражение для фазовой ско­рости vфаз волны, распространяющей­ся под углом q к v.

направление фазовой скорости сов­падает с направлением k. Эта ф-ла была подтверждена в Физо опыте. Из (4), в частности, видно, что ско­рость света в движущейся среде не равна сумме скоростей света в не­подвижной среде и самой среды. По­ляризация волны, т, е. направления векторов Е0 и H0, зависит от скорости среды: вектор E0 перпендикулярен не k, как в покоящейся среде, а век­тору

вектор Н0 не перпендикулярен k и Е0. Если скорость среды зависит от координат и времени, напр. если среда вращается, то методы спец. теории относительности становятся не­достаточными для определения эл.-магн. поля. Вид ур-ний поля может быть получен с помощью общей теории относительности. (При малых угл. скоростях вращения применима спец. теория относительности.)

Отражение и преломление света на движущихся границах раздела. Если эл.-магн. волна падает на движущую­ся границу раздела двух сред, то, как и в случае покоящейся границы, волна частично отражается, а ча­стично проходит через границу. Од­нако движение границы приводит к ряду новых физ. эффектов: оказы­вается, что угол падения не равен углу отражения, а частоты всех трёх

Рис. 1. Отражение све­та от движущегося зер­кала. Угол отражения a2 не равен углу паде­ния a1, частота w2 от­ражённого света не рав­на частоте w1 падающе­го света. Зеркало дви­жется с пост. скоро­стью v навстречу пада­ющему свету.

 

волн — падающей, отражённой и пре­ломлённой — различны, при нек-рых скоростях границы может отсутство­вать отражённая волна, но имеются две преломлённые с разными часто­тами и др.

Рассмотрим простейший пример — отражение света от движущегося в пустоте зеркала (Эйнштейн, 1905). В этом случае прошедшая волна от­сутствует, имеются лишь падающая и отражённая волны (рис. 1). Если скорость v зеркала направлена по нормали к его плоскости, а волна падает на зеркало под углом a1 к нормали, то угол отражения а, след. образом выражается через a1:

где b=v/c (предполагается, что зер­кало движется навстречу падающей волне). При b=0 (зеркало покоится) получим cosa1=cosa2, т. е. равен­ство углов падения и отражения. На­против, если v ® с,

a2 ®0 при лю­бом a1, т. е. даже при скользящем падении отражённая волна уходит от зеркала по нормали. Частота отра­жённой волны связана с частотой падающей соотношением:

Если   волна   падает   на   движущееся зеркало по нормали,  из (7)  следует:

Если скорость зеркала близка к ско­рости света, частота отражённой вол­ны во много раз больше частоты па­дающей.

В общем случае граница раздела не явл. идеально отражающей, по­этому, кроме падающей и отражён­ной, имеется преломлённая волна. Помимо этого, и граница раздела, и среды по обе стороны от неё могут двигаться с разл. скоростями. Если скорости сред по обе стороны от гра­ницы параллельны плоскости раз­дела, отражение волны от границы сопровождается поворотом плоскости поляризации, причём угол поворота пропорц. относит. скорости гранича­щих сред.

Для нахождения отражённой и пре­ломлённой волн необходимо знать

869

 

 

условия, к-рым удовлетворяют поля на границе раздела. В системе от­счёта, в к-рой граница раздела поко­ится, граничные условия такие же, как в электродинамике неподвижных тел.

По изменению частоты при отраже­нии волны от движущейся границы может быть определена скорость гра­ницы. Предложено также использо­вать этот эффект для умножения ча­стоты эл.-магн. волн, применяя в кач-ве отражающих тел, в частности, пучки ускоренной плазмы. Экспе­римент подтвердил такую возмож­ность, однако достигнутая эффектив­ность преобразования частот пока невелика.

Излучение электромагнитных волн в движущейся среде. Источниками излучения в движущейся среде, как и в покоящейся, явл. электрич. заряды и токи. Однако хар-р распространения эл.-магн. волн от источника, распо­ложенного в движущейся среде, су­щественно отличается от хар-ра рас­пространения волн в покоящейся сре­де. Пусть в нек-рой малой области движущейся среды расположен ис­точник и время излучения мало. Если бы среда покоилась, то поле излуче­ния расходилось бы от источника во все стороны с одинаковой скоростью, равной скорости света, т. е. всё поле излучения было бы сосредоточено вблизи от сферич. поверхности, рас­ширяющейся со скоростью света. Дви­жение среды приводит к тому, что скорость света в разных направле­ниях оказывается различной [см. ф-лу (5)]. Поэтому поверхность, на к-рой поле излучения отлично от нуля, уже не явл. сферой. Расчёт показывает, что эта поверхность имеет вид эллип­соида вращения с осью симметрии, направленной по скорости движения среды. Полуоси эллипсоида линейно растут со временем, а центр эллип­тич. оболочки перемещается парал­лельно скорости среды. Т. о., обо­лочка, на к-рой сосредоточено излу­чение, одновременно расширяется и «сносится по течению» в движущейся среде («увлекается» средой). Если скорость перемещения среды срав­нительно невелика, то источник из­лучения находится внутри этой обо­лочки (рис. 2).

Рис. 2. Распространение волн излучения в дви­жущейся среде в случае, когда скорость движения среды не превышает фа­зовой скорости света. Ис­точник излучения нахо­дится в начале координат. Среда движется вправо со скоростью v. Видно, что волн. по­верхности «сносит по течению».

Если же скорость движения среды превышает фазовую скорость света, то оболочку «сдувает»

Рис. 3. Излучение волн в движущей­ся среде в случае, когда скорость сре­ды превышает фазо­вую скорость све­та. Источник излу­чения находится в начале координат. Расходящиеся от источника волны оказываются по од­ну сторону от ис­точника.

 

настолько сильно, что она вся ока­зывается «ниже по течению» и источ­ник излучения находится вне этой оболочки (рис. 3).

Прохождение заряженной частицы через движущуюся среду. При рас­смотрении излучения в движущейся среде предполагалось, что источник излучения покоится по отношению к этой среде. Если источник движется, то его поле излучения, как и в покоя­щейся среде, определяется интерфе­ренцией волн, испущенных источни­ком в каждой точке своего пути. От­личие от случая покоящейся изотроп­ной среды заключается в том, что из-за эффекта увлечения в движущейся среде скорость волн в разных направ­лениях различна (см. рис. 2 и 3).

Особенность излучения движуще­гося источника в движущейся среде можно понять на примере Черенкова Вавилова излучения. Пусть в среде, движущейся со скоростью v, переме­щается с пост. скоростью u точечная заряж. ч-ца. Для простоты будем считать, что и и v направлены по одной прямой. В покоящейся среде ч-ца может стать источником излу­чения, если её скорость превышает фазовую скорость света в среде с/Öem. Возникающее излучение, наз. излу­чением Черенкова — Вавилова, уно­сит энергию от движущейся ч-цы, и ч-ца замедляется. В движущейся среде источником излучения Черенкова — Вавилова может быть движущаяся с малой скоростью или даже покоя­щаяся заряж. ч-ца. Если ч-ца поко­ится, а скорость движения среды превышает фазовую скорость света, возникает характерное волн. поле, представляющее собой излучение Че­ренкова — Вавилова в данном слу­чае. При этом на ч-цу — источник излучения действует ускоряющая си­ла в направлении движения среды. Т. о., в движущейся среде хар-р вз-ствия заряж. ч-цы со средой ме­няется. В зависимости от скоростей ч-цы и среды потери энергии ч-цы могут иметь разл. величину и даже менять знак, что соответствует уже не замедлению, а ускорению частицы средой.

После того как стали получать (с помощью сильноточных и плазменных ускорителей) пучки заряж. ч-ц боль­шой плотности, движущиеся с реля­тив. скоростями, интерес к Э. д. с. возрос. Плотные пучки во мн. отно­шениях ведут себя как макроскопич.

движущаяся среда. В связи с приме­нением таких пучков появились новые возможности не только в Э. д. с. вообще, но также в изучении эффек­тов выше 1-го порядка по v/c, т. е. эффектов, в к-рых величина v/c не мала по сравнению с единицей.

• Т а м м И. Е., Основы теории электри­чества, 9 изд., М., 1976; Болотовский Б. М., Столяров С. Н., Совре­менное состояние электродинамики движу­щихся сред (безграничные среды), в кн.: Эйнштейновский сборник. 1974, М., 1976; Столяров С. Н., Граничные задачи электродинамики движущихся сред, там же. 1975 — 1976, М., 1978.

Б.   М.   Болотовский.

ЭЛЕКТРОДИНАМИКА КВАНТОВАЯ, см.    Квантовая   электродинамика.

 ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКИЙ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ, пре­образователь силы электрич. тока в механич. перемещение, основанный на вз-ствии двух (или более) конту­ров тока. При протекании токов (пост. или перем.), связанных с из­меряемой величиной, по неподвижной и подвижной катушкам измерит. ме­ханизма (рис.) в результате их эл.-магн. вз-ствия возникает вращающий

Схема электродинамич. измерительного ме­ханизма: 1 — секции неподвижной катуш­ки; 2 — подвижная катушка; 3 — ось под­вижной катушки; 4 — стрелка-указатель; I — ток. Устройство, создающее противо­действующий момент, не показано.

 

момент, к-рый по мере поворота под­вижной катушки уравновешивается моментом, создаваемым токоподводящими растяжками или пружинами. Для ослабления влияния внеш. магн. по­лей на слабые рабочие поля внутри механизма, Э. и. м. тщательно эк­ранируют, а также применяют астатические механизмы, в к-рых влияние поля компенсируется системой подвижных и неподвижных катушек. Используется Э. и. м. гл. обр. в лаб. многопредельных ампер­метрах, вольтметрах и ваттметрах (осн. погрешность в % от верхнего предела измерений — до 0,1%).

Разновидность Э. и. м.— ферродинамич. измерит. механизм (Ф. и. м.), в к-ром для усиления магн. поля неподвижной катушки используется магнитопровод. Э. и. м. нечувстви­тельны к внеш. магн. полям, обла­дают большим вращающим моментом, что снижает их чувствительность к механич. воздействиям и позволяет создавать на их основе регистрирую­щие приборы. Осн. область примене­ния Ф. и. м.— амперметры, вольт­метры, ваттметры, гл. обр. для изме-

870

 

 

рении на перем. токе, и варметры (с осн. погрешностью в % от верхнего предела измерений 0,2—2,5% на ча­стотах не выше 500 Гц),

• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмеритель­ным приборам, 2 изд., Л., 1977.

В.    П.    Кузнецов.

ЭЛЕКТРОИНЕРЦИОННЫЙ ОПЫТ, доказал, что проводимость металлов обусловлена свободными электрона­ми. Выполнен Л. И. Мандельштамом и Н. Д. Папалекси в 1912 (результаты не были опубликованы), а также амер. физиками Т. Стюартом и Р. Толменом в 1916.

В Э. о. катушка большого диаметра с намотанным на неё металлич. про­водом приводилась в быстрое вращение и затем резко тормозилась. При тор­можении катушки свободные заряды в проводнике продолжали нек-рое время двигаться по инерции. Вслед­ствие движения зарядов относительно проводника в катушке возникал кратковрем. электрич. ток, к-рый регист­рировался гальванометром, присоеди­нённым к концам проводника с по­мощью скользящих контактов. На­правление тока свидетельствовало о том, что он обусловлен упорядоч. движением отрицательно заряж. ч-ц. Величина переносимого заряда прямо пропорц. отношению заряда к массе ч-ц, создающих ток. Измерения по­казали, что это отношение равно отношению заряда эл-на к его массе, полученному из др. опытов.

ЭЛЕКТРОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, изменение темп-ры диэлектри­ка под влиянием электрич. поля. В пироэлектриках изменение темп-ры про­порц. изменению напряжённости поля Е, в др. в-вах наблюдается лишь меньший по величине квадратичный Э. э.

ЭЛЕКТРОКИНЕТИЧЕСКИЕ ЯВЛЕ­НИЯ, совокупность явлений, воз­никающих в дисперсных системах и выражающихся либо в движении од­ной фазы относительно другой под действием внеш. электрич. поля, либо в появлении разности потенциалов в направлении относительного движения фаз под действием механич. сил. К Э. я. относятся: электрофо­рез — движение в жидкости взве­шенных тв. ч-ц, пузырьков, капель др. жидкости под действием внеш. электрич. поля; электроос­мос — движение жидкости через ка­пилляры или тв. пористые диафрагмы под действием внеш. электрич. поля; возникновение разности потенциалов в жидкости в направлении оседания находящихся в ней взвешенных тв. ч-ц (потенциал оседания, или седиментации); возник­новение разности потенциалов между концами капилляра или поверхно­стями пористой перегородки при продавливании через неё жидкости (потенциал течения).

Возникновение потенциалов течения и седиментации — явления обратные электроосмосу и электрофорезу. Э. я.

связаны с существованием на грани­цах фаз свободных электрич. зарядов (чаще ионов), располагающихся в виде двух противоположно заряж. слоев (двойной электрический слой). Внеш. электрич. поле, направленное вдоль границы фаз, приводит к от­носит. движению заряж. слоев, что, в свою очередь, вызывает относит. перемещение фаз, т. е. электроосмос или электрофорез. Обратное явле­ние — перемещение одной фазы от­носительно другой вызывает переме­щение заряж. слоев и, следовательно, появление разности потенциалов те­чения или седиментации. Для коли­честв. хар-ки Э. я. пользуются поня­тием электрокинетическо­го потенциала, величина к-ро­го зависит от числа зарядов на гра­нице раздела и их распределения в двойном электрич. слое.

Приближённая количеств. теория Э. я. разработана польск. физиком М. Смолуховским (1903). Она не учи­тывает отклонение двойного электрич. слоя от состояния равновесия и воз­никновение у дисперсных ч-ц инду­цированного дипольного момента. Для учёта этих явлений Э. я. необходимо рассматривать совместно с др. элект­роповерхностными явлениями.

• Д у х и н С. С., Электропроводность и электрокинетические свойства дисперсных систем, К., 1975; Д у х и н С. С., Д е р я г и н Б. В., Электрофорез, М., 1976.

С. С. Духин.

ЭЛЕКТРОЛИЗ, совокупность электрохим. процессов, проходящих на электродах, погружённых в электро­лит, при прохождении по нему элект­рич. тока. В результате этих процес­сов в-ва, входящие в состав элект­ролита, выделяются в свободном виде.

Проводимость электролитов — ион­ная, прохождение тока в них связано с переносом в-ва. На аноде происходит электрохим. окисление отрицательно заряж. ионы становятся нейтр. атомами и выделяются из р-ра, а на катоде — восстановит. реакция: по­ложит. ионы получают недостающие эл-ны.

Изучение и применение Э. началось в кон. 18 — нач. 19 вв. Осн. законы Э. были установлены эксперименталь­но М. Фарадеем в 1833—34. Согласно первому закону Фарадея, масса m выделившегося на аноде в-ва про­порц. времени t прохождения через электролит тока и силе тока I:

m=kIt;

коэфф. пропорциональности k наз. электрохимическим экви­валентом данного в-ва.

Второй закон Фарадея устанавли­вает связь электрохим. эквивалента с химическим эквивален­том А—m/n, где m — молярная (или атомная) масса, n — заряд иона (в ед. абс. величины заряда эл-на е):

k=(1/F)A,

где F Фарадея постоянная, чис­ленно равная заряду, к-рый должен

пройти через электролит, чтобы на электроде выделилась масса в-ва, чис­ленно равная k. Этот заряд переносят ионы, кол-во к-рых в массе в-ва, численно равной хим. эквиваленту,

составляет NA/n , где NA— число Авогадро (число молекул в грамм-молекуле).   Поэтому  F=qn(NA/n),   где    qn

заряд одного иона. Так как заряд иона qn=ne, то F=eNA = 96500 Кл/моль.

Э. лежит в основе электрохим. метода получения чистых в-в, а также используется для создания тонких слоев одних в-в на поверхности дру­гих (никелирование, хромирование и Т. Д.).                              

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРОЛИТЫ, в широком смыс­ле — жидкие или твёрдые в-ва и си­стемы, в к-рых присутствуют в за­метной концентрации ионы, обуслов­ливающие прохождение по ним элект­рич. тока (ионную проводимость); в узком смысле — в-ва, распадающиеся в р-ре на ионы.

При растворении Э. под влиянием электрич. поля молекул раствори­теля происходит распад молекул Э. на отд. положительно и отрицательно заряж. ионы. Этот процесс наз. элек­тролитической диссоци­ацией. По способности к электролитич. диссоциации а Э. условно делят на сильные (a»1) и слабые (а близка к 0). К сильным Э. относятся соли, нек-рые органич. кислоты и основания, к слабым — мн. органич. кислоты и основания. Степень дис­социации зависит также от природы растворителя, темп-ры, давления и др. факторов.

Св-ва очень разбавл. растворов Э. удовлетворительно описываются ста­тистич. теорией. Не слишком разбав­ленные Э. явл. сложными системами из ионов, недиссоциированных моле­кул и ионных пар, молекул раство­рителя и др., и теория таких систем, к-рая учитывала бы все вз-ствия, пока не создана.

При прохождении электрич. тока через электролит на опущенных в него электродах происходят окислительно-восстановительные электрохим. реак­ции, в результате к-рых выделяются в свободном виде в-ва, входящие в состав Э. (см. Электролиз).

Г. Я.  Мякишев.

ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, лю­минесценция, возбуждаемая электрич. полем. Наблюдается в газах и тв. телах. При Э. атомы (молекулы) в-ва переходят в возбуждённое состояние в результате возникновения в нём к.-л. формы электрич. разряда. Из разл. типов Э. тв. тел наиболее важны инжекционная и предпробойная. Инжекц. Э. характерна для р n-перехода в нек-рых ПП, напр. в SiC или GaP, в пост. электрич. поле, включённом в пропускном на-

871

 

 

правлении. В re-область инжектиру­ются избыточные дырки, а в р-область — эл-ны (или те и другие в тонкий слой между р- и n-областями). Свечение возникает при рекомбина­ции эл-нов и дырок в р — n-слое.

Предпробойная Э. наблюдается, напр., в порошкообразном ZnS, ак­тивированном Си, А1 и др. и помещён­ном в диэлектрик между обкладками конденсатора, на к-рый подаётся пе­рем. напряжение звук. частоты. При макс. напряжении на обкладках кон­денсатора в люминофоре происходят процессы, близкие к электрич. про­бою: на краях частичек люминофора концентрируется сильное электрич. поле, к-рое ускоряет свободные эл-ны. Эти эл-ны могут ионизовать атомы; образовавшиеся дырки захватываются центрами люминесценции, на к-рых рекомбинируют эл-ны при изменении направления поля.

Э. газов — свечение газового раз­ряда — используется в газоразряд­ных трубках. Э. тв. тел применяется для индикаторных устройств (элект­ролюминесцентные знаковые индика­торы, мнемосхемы, преобразователи изображений и т. д.). • Прикладная электролюминесценция, М., 1974; Верещагин И. К., Электролю­минесценция кристаллов, М., 1974.

М.    В.    Фок.

ЭЛЕКТРОМАГНИТНАЯ ИНДУКЦИЯ, возникновение электродви­жущей силы (эдс индукции) в прово­дящем контуре, находящемся в перем. магн. поле или движущемся в пост. магн. поле. Электрич. ток, вызванный этой эдс, наз. индукционным. Э. и. открыта англ. физиком М. Фа­радеем в 1831 (и независимо амер. учёным Дж. Генри в 1832). Согласно закону Фарадея, эдс индукции ξi в контуре прямо пропорц. скорости изменения во времени t магнитного потока Ф через поверхность S, ог­раниченную контуром:

ξi=-k(dФ/dt); коэфф. пропорциональности k в Га­усса системе единиц равен 1/c, а в СИ k=1. Это выражение наз. зако­ном Фарадея. Знак минус в правой его части определяет направление индукц. тока в соответствии с Ленца правилом, В пост. магн. поле эдс индукции возникает лишь в том слу­чае, когда магн. поток через ограни­ченную контуром поверхность изме­няется во времени, т. е. контур при движении должен пересекать линии магн. индукции (при движении вдоль линий DФ=0 эдс не возникает).

Эдс индукции равна работе по пере­мещению единичного заряда вдоль замкнутого контура, совершаемой си­лами вихревого электрич. поля, к-рое, согласно Максвелла уравнениям, по­рождается в пр-ве при изменении магн. поля со временем.

Э. и. лежит в основе работы генера­торов электрич. тока, трансформа­торов и т. д.                 

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ВЗАИМО­ДЕЙСТВИЕ, тип фундам. вз-ствия (наряду с гравитационным, слабым и сильным), характеризуемый участием эл.-магн. поля. Эл.-магн. поле (в квант. физике — фотон) либо излу­чается или поглощается при вз-ствии, либо переносит вз-ствие между те­лами. Так, притяжение между двумя неподвижными телами, обладающими разноимёнными электрич. зарядами, обусловлено действием электрич. по­ля, создаваемого одним из зарядов, на другой.

Э. в. явл. дальнодействующим и может приводить как к притяжению, так и к отталкиванию между телами. Это отражает существование двух раз­ноимённых электрич. зарядов: поло­жительного и отрицательного. Раз­ноимённые заряды притягиваются, од­ноимённые отталкиваются. Свобод­ные магн. заряды в природе но обна­ружены (см. Магнитный монополь).

С помощью Э. в. осуществляется вз-ствие положительно заряж. ядер и отрицательно заряж. эл-нов в ато­мах и молекулах в-ва, и тем самым Э. в. определяет (на основе законов квант. механики) возможность ус­тойчивого состояния таких микроси­стем. Размеры их существ. образом определяются величиной электрич. за­ряда эл-на (так, боровский радиус атома водорода равен ћ2/me2, где m — масса эл-на). К Э. в. сводится боль­шинство сил, наблюдаемых в макро­скопич. явлениях: силы упругости, трения, поверхностного натяжения в жидкостях и др. Св-ва разл. агрегат­ных состояний в-ва, хим. превраще­ния, электрич., магн. и оптич. явления определяются Э. в. Эл.-магн. природу имеют явления ионизации и возбуж­дения атомов среды электрич. полем быстро движущихся заряж. ч-ц, про­цессы расщепления ядер фотонами, реакции фоторождения мезонов, ра­диационные (с испусканием фотонов) распады элем. ч-ц и возбуждённых состояний ядер, упругое и неупругое рассеяние эл-нов, позитронов и мюо­нов и т. п. Проявления Э. в. широко используются в электротехнике, ра­диотехнике, электронике, оптике, квант. электронике.

Эл.-магн. явления, в к-рых участ­вуют слабые, медленно меняющиеся эл.-магн. поля, управляются законами классич. электродинамики, описыва­емой Максвелла уравнениями. Для сильных или быстро меняющихся по­лей определяющую роль играют квант. явления. Кванты поля эл.-магн. из­лучения (фотоны, или g-кванты) имеют энергию ξg=ћw, импульс p=(ћ/c)n (где n — единичный вектор в направ­лении распространения эл.-магн. вол­ны, со — её круговая частота), спин J=1 и отрицательную зарядовую чётность. Обладая целочисл. спином, фотоны подчиняются Бозе Эйнштейна статистике, вследствие чего в одном и том же состоянии может находиться любое число фотонов. Это обусловливает возможность описания Э. в. с участием большого числа фотонов (nw=ξ/ћw>>1) в рамках клас­сической (а не только квантовой) физики. Как фундаментальное, Э. в. изучается в явлениях на малых рас­стояниях (обычно порядка или меньше атомных), где существенны квант. эффекты. Вз-ствия между фотонами и заряж. лептонами описываются ур-ниями квантовой электродинамики. При Э. в. адронов и ядер существ. роль играет сильное вз-ствие.

Константой Э. в., определяющей его «силу» в квант. явлениях, служит элем. электрич. заряд e»4,8•10-10 ед. заряда СГСЭ (абс. величина заряда эл-на); интенсивность (или эфф. се­чение) эл.-магн. процессов в микро­мире пропорц. безразмерному пара­метру a=e2/ћc»1/137 (наз. постоян­ной тонкой структуры) или его более высоким степеням.

Тот факт, что электрич. заряд оп­ределяет силу вз-ствия и в то же время явл. сохраняющейся величи­ной,— важнейшее св-во Э. в. Вслед­ствие этого Э. в. записывается оди­наковым образом для тел и ч-ц разл. природы, для разл. эл.-магн. явлений и процессов. Это св-во носит назв. универсальности Э. в. Двоякая роль электрич. заряда определяется тем, что эл.-магн. поле относится к т. н. калибровочным полям.

Среди др. типов вз-ствий Э. в. занимает промежуточное положение как по «силе» и длительности проте­кания процессов, так и по числу за­конов сохранения, к-рые выполня­ются при Э. в. Так, характерные времена радиац. распадов элем. ч-ц и возбуждённых состояний ядер (10-12 —10-21 с) значительно превосходят «ядерные» времена (~10-23 с) и много меньше времён распадов, обусловлен­ных слабым вз-ствием (103—10-11 с). При Э. в., в отличие от слабого вз-ствия, сохраняются пространств. четность, зарядовая чётность, стран­ность, «очарование», «красота». С хо­рошей степенью точности установлено, что Э. в. инвариантно по отношению к обращению времени. При Э. в. адро­нов нарушаются присущие сильному вз-ствию законы сохранения изото­пического спина и G-чётности, при этом изотопич. спин адронов может измениться при испускании или по­глощении фотона лишь на ±1 или 0. Унитарная симметрия адронов SU(3) приводит к определ. соотноше­ниям между эл.-магн. хар-ками ч-ц, входящих в один унитарный мультиплет.

Законы сохранения и св-ва фотонов в значит. степени определяют специ­фич. черты Э. в. Так, дальнодействующий хар-р Э. в. связан с равен­ством нулю массы покоя фотона, а вследствие того, что спин фотона равен 1, появляются определ. правила

872

 

 

отбора в процессах испускания фо­тонов (напр., запрещены переходы с испусканием одного фотона между состояниями системы, имеющей нуле­вой момент кол-ва движения).

Из-за малости а вероятности эл.-магн. процессов малы по сравнению с вероятностями аналогичных процес­сов, протекающих за счёт сильного вз-ствия. Напр., сечение рассеяния фотонов с энергией 320 МэВ на про­тоне составляет ок. 2•10-30 см2, что примерно в 105 раз меньше сечения рассеяния p-мезонов на протоне при соответствующей полной энергии в системе центра инерции (с. ц. и.).

При матем. описании Э. в. эл.-магн. поле в пространственно-временной точ­ке х характеризуется четырёхмерным вектор-потенциалом Am(x), m=0, 1, 2, 3: А=(j, А), где j — скалярный, А — векторный потенциалы. Плот­ность лагранжиана вз-ствия L поля с зарядом записывается в виде скаляр­ного произведения:

где Am(х) — четырёхмерный вектор плотности электрич. тока: j= (сr, j), r — плотность заряда, j — плотность тока. В квант. физике jm и Аm стано­вятся операторами, при этом ток, образованный движущимися заряж. ч-цами со спином 1/2 (напр., эл-нами), описывается выражением: jm(х)=еy~(х)gmy(х). Здесь y(x) — оператор уничтожения исходного эл-на, y~(x) — оператор рождения эл-на в конечном (после вз-ствия с фотоном) состоянии, 7ц — матрицы Дирака (см. Дирака уравнение) [gm введены для того, чтобы из операторов y~ и y, к-рые явл. четырёхмерными спинорами относи­тельно преобразований Лоренца, скон­струировать четырёхмерный вектор (как Аm) — эл.-магн. ток jm. Тогда произведение jmAm будет скаляром, т. е. L—инвариантом]. Через L выра­жаются наблюдаемые хар-ки Э. в.: сечения эл.-магн. процессов, вероят­ности радиац. распадов, эл.-магн. св-ва ч-ц (их магн. моменты, форм-факторы) и др. При калибровочных преобразованиях

где c — произвольная ф-ция х, ур-ния движения и наблюдаемые физ. вели­чины остаются неизменными. Это св-во получило назв. калибровочной инва­риантности — одной из важнейших симметрии в природе (калибровочной симметрии), объясняющей универ­сальность Э. в. Обобщение калибро­вочной теории на др. типы вз-ствий привело к созданию единой теории слабых и эл.-магн. вз-ствий (см. Сла­бое взаимодействие), а также совр. теории сильного вз-ствия на малых (£10-14 см) расстояниях — кванто­вой хромодинамики.

Квант. электродинамика, развитая для описания ат. явлений, оказалась справедливой и для расстояний, значи­тельно меньших, чем атомные (вплоть до ~10-16 см). Её предсказания с высокой степенью точности согласу­ются с эксперим. данными. Так, не найдено отклонения измеренной ве­личины магн. момента эл-на от теор. значения на уровне точности 10-8%.

Не обнаружено различия в хар-ре Э. в. для эл-нов (позитронов), мюонов и t-лептонов, хотя масса мюона при­мерно в 200, а t-лептона — в 3600 раз больше, чем у эл-на. Всё отличие явлений с участием е±, m±, t± обус­ловлено лишь разницей масс этих ч-ц.

В эл.-магн. процессах с участием адронов и ядер (фоторождении мезо­нов, рассеянии эл-нов и мюонов на протонах и ядрах, фоторасщеплении ядер, аннигиляции пары е+е- в ад­роны и др.) важную роль играет сильное вз-ствие. Так, резонансные состояния адронов — резонансы могут возбуждаться фотонами и ярко про­являются, напр., в полных сечениях процесса поглощения фотонов прото­нами с образованием адронов (рис. 1). Эл.-магн. св-ва и эл.-магн. структура адронов (магн. моменты, распреде­ления зарядов и токов) обусловлены «облаком» виртуальных ч-ц (преим. пионов), испускаемых адронами. Напр., среднеквадратичный радиус распреде­ления заряда в протоне (электрич. формфактор протона) определяется размерами этого «облака» и состав­ляет ~0,8•10-13 см. С короткодейст­вующим хар-ром сильного вз-ствия связаны малые размеры адронов и ядер (R»10-12—10-13 см) и тем самым плавная зависимость от углов дифф. сечений вз-ствия с ними фотонов небольших энергий (ξg<ћc/R): со­ответствующая этим энергиям длина

Рис. 1.  Зависимость от энергии фотонов ξg

 

(в лаб. системе) полного сечения погло­щения фотонов протоном s(vp). Макси­мумы соответствуют энергиям возбуждения нуклонных резонансов.

волны l эл.-магн. поля превышает размеры адронной системы (l>R), и вз-ствие происходит за счёт испу­скания или поглощения фотонов пре­им. низких мультипольностей.

При энергиях ξg выше 2 ГэВ угл. и энергетич. зависимости хар-к (се­чений, поляризаций и др.) фотонных процессов и процессов вз-ствия между адронами схожи: дифф. сечения ха­рактеризуются направленностью впе­рёд, полное сечение s(gp) слабо за­висит от энергии (рис. 1), а при ξg >50 ГэВ медленно возрастает с увеличением энергии, что характерно для полных сечений вз-ствий адронов. Это сходство легло в основу модели векторной доминантно­сти, согласно к-рой фотон взаимодей­ствует с адронами, предварительно перейдя в адронное состояние — век­торные мезоны r0, w, j и др. (имею­щими такие же квант. числа, как и

 

 

 

Рис. 2. Поведение се­чения а (в произволь­ных ед.) процесса е+-®К+- в зависимости от раз­ности ξ-Мс2, где ξ — полная энергия

сталкивающихся ч-ц в с. ц. и., М — масса j-мезона (Мс2=1019,5 МэВ). Справа — соответствующая диаграмма Фейнмана.

 

фотон, за исключением массы). Воз­можность такого перехода ярко ил­люстрируется резонансной зависимо­стью от энергии сечения процесса е+-®К+-, обусловленного превращением пары е+е- в вирту­альный фотон, а последнего           в векторный j-мезон и его последующим распадом на пару К-мезонов (рис. 2). Эксперимент показал удовлетворит. применимость модели векторной доминантности для описания т. н. мяг­ких эл.-магн. явлений, к-рые ха­рактеризуются малыми передаваемы­ми адронной системе импульсами (<1 ГэВ/с). В частности, обнаружены «теневые» эффекты при адронном по­глощении фотонов высокой энергии (ξg >2 ГэВ) ядрами. В отсутствие «теневых» эффектов сечение адронного поглощения фотонов на ядре Z должно быть равно сумме сечений поглощения фотонов отд. нуклонами. s(gZ)=As(gp) [s(gn)»s(gp)], где А — число нуклонов в ядре Z (пунк­тирная кривая на рис. 3). Наблюдаемая более слабая зависимость от А (сплош­ная кривая на рис. 3) обусловлена воз­можностью превращения фотона, напр., в r°-мезон, к-рый сильно погло­щается нуклонами ядра, что приводит к «затенению» внутр. нуклонов при прохождении фотонов через ядро.

873

 

Рис. 3. Отношение R=s(gZ)/s(gp) полных сечений адронного поглощения фотонов с ξg=16 ГэВ на ядрах и на протонах в зави­симости от числа А нуклонов в ядре.

 

Э. в. адронов и ядер предоставляет уник, возможность для изучения их строения, для исследования природы сильного вз-ствия. Так, наиб. полные сведения о размерах ядер, о распре­делении в них зарядов получены при измерении сечений упругого рассея­ния эл-нов на ядрах. При исследо­вании фоторождения мезонов были открыты нек-рые нуклонные резонансы. Новые тяжёлые векторные мезоны (J/y, y', ¡ и др.) были об­наружены и изучены по их эл.-магн. распадам на пары е+е-, m+m- и в процессах рождения на встречных электрон-позитронных пучках.

Большую роль в изучении струк­туры адронов сыграли эксперименты по рассеянию эл-нов большой энер­гии на протонах. Оказалось, что дифф.

Рис. 4. Зависимость отношения R=s-®е-+адроны)/sM от квадрата пере­данного эл-ном четырёхмерного импульса |q2| для угла рассеяния эл-нов q=10° и для полной энергии W адронов конечного состоя­ния в с. ц. и. (sM — дифф. сечение рассея­ния эл-нов на точечной ч-це с положит. элем. зарядом). Ослабление зависимости R от  |q2| при увеличении W указывает на переход к точечноподобному хар-ру глубоко неупругого рассеяния эл-нов на протоне. Отношение R для упругого рассеяния эл-нов на протонах (штрихпунктирная кривая) иллюстрирует кардинальное отличие про­тона от точечной ч-цы.

 

сечение упругого рассеяния значи­тельно отличается от сечения рассея­ния на точечной ч-це и сильно падает по сравнению с последним при уве­личении  |q2| (где q — переданный эл-ном четырёхмерный импульс; рис. 4). Это доказывает, что нуклон — про­тяжённый объект. Напротив, сечение глубоко неупругого рассеяния — т. н. жёсткого процесса е+р®е+адроны, в к-ром адронам передаются боль­шие импульсы (> 1 ГэВ/с) и энергии (³2—3 ГэВ), ведёт себя так же, как рассеяние на точечной ч-це. Послед­нее обстоятельство привело к форму­лировке т. н. партонной модели адро­нов, согласно к-рой адроны состоят из частей — партоное, проявляющих себя при вз-ствии с фотонами как бесструктурные (точечные) ч-цы.

Отождествление партонов с квар­ками оказалось плодотворным для понимания строения адронов. В при­менении к Э. в. адронов кварковая модель даёт хорошо согласующиеся с экспериментом предсказания не толь­ко для магн. моментов ч-ц, но и для вероятностей радиац. распадов адро­нов, для сечений упр. и глубоко неупр. рассеяния эл-нов. При Э. в. фотон взаимодействует с входящими в со­став адронов кварками. При этом в жёстких процессах получившие в ре­зультате вз-ствия большую энергию кварки и испускаемые ими глюоны образуют адронные струи, к-рые на­блюдались в реакциях е+-®2 струи адронов, е+-®3 струи адронов при энергиях ~ 10 ГэВ в с. ц. и. В мягких эл.-магн. процессах фотон виртуально переходит в систему кварк — антикварк, к-рые взаимодей­ствуют с кварками адронов.

В жёстких процессах, обусловлен­ных, согласно соотношению неопреде­лённостей, явлениями на малых рас­стояниях в адроне (£10-14 см), квар­ки ведут себя как почти свободные ч-цы. Это послужило основанием для разработки квант. хромодинамики — теории вз-ствия кварков и глюонов. Исследование Э. в. адронов наряду с изучением их слабого и сильного вз-ствий играет важную роль в про­верке и дальнейшем развитии этой теории.

• Фрауэнфельдер Г., X е н л и Э., Субатомная физика, пер. с англ., М., 1979; Вайнберг С., Свет как фундаменталь­ная частица, [пер. с англ.], «УФН», 1976, т. 120, в. 4; Фейнман Р., Взаимо­действие фотонов с адронами, пер. с англ., М., 1975.                                

А. И. Лебедев.

ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ПОЛЕ, осо­бая форма материи, посредством к-рой осуществляется вз-ствие между элект­рически заряж. ч-цами (см. Поля физические). Э. п. в вакууме харак­теризуется вектором напряжённости электрич. поля Е и магн. индукцией В, к-рые определяют силы, дейст­вующие со стороны поля на непод­вижные и движущиеся заряж. ч-цы. Наряду с векторами Е и В, измеря­емыми непосредственно, Э. п. может характеризоваться скалярным j и векторным А потенциалами, к-рые

определяются неоднозначно, с точно­стью до калибровочного преобразова­ния (см. Потенциалы электромагнит­ного поля). В среде Э. п. характери­зуется дополнительно двумя вспомогат. величинами: напряжённостью магн. поля Н и электрич. индукцией D.

Э. п. изучает классич. электродинамика; в произвольной среде оно описывается Максвелла уравнениями, позволяющими определить поля в зависимости от распределения заря­дов и токов. Микроскопич. Э. п., созданные отд. элем. ч-цами, харак­теризуются напряжённостями микро­скопич. полей: электрич. поля е и магнитного h. Их ср. значения свя­заны с макроскопич. хар-ками Э. п. след. образом: е~=Е, h~=B, Микро­скопич. поля удовлетворяют Лоренца Максвелла уравнениям.

Э. п. неподвижных или равномерно движущихся заряж. ч-ц неразрывно связано с этими ч-цами; при ускорен­ном движении ч-ц Э. п. «отрывается» от них и существует независимо в форме эл.-магн. волн (см. Излуче­ние).

Порождение Э. п. перем. магн. по­лем и магн. поля переменным элект­рическим приводит к тому, что элект­рич. и магн. поля не существуют обособленно, независимо друг от дру­га. Компоненты векторов, характери­зующих Э. п., образуют, согласно относительности теории, единую физ. величину — тензор Э. п., элементы к-рого преобразуются при переходе от одной инерц. системы отсчёта к другой в соответствии с Лоренца преобразованиями.

При больших частотах Э. п. стано­вятся существенными его квантовые (дискретные) св-ва, и Э. п. можно рассматривать как поток квантов по­ля — фотонов. В этом случае классич. электродинамика неприменима, и Э. п. описывается квантовой электродина­микой.

• Т а м м И. Е., Основы теории электри­чества, 9 изд., М., 1976; Калашни­ков С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики); Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М., Фейнмановские лекции по физике, 2 изд., [в. 5—7], М., 1977; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоре­тическая физика, т. 2); их же, Электро­динамика сплошных сред, М., 1959.

Г.   Я.   Мякишев.

ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ     ВОЛНЫ,

электромагнитные колебания, распро­страняющиеся в пр-ве с конечной ско­ростью. Существование Э. в. было предсказано англ. физиком М. Фа­радеем в 1832. Англ. физик Дж. Макс­велл в 1865 теоретически показал, что эл.-магн. колебания распростра­няются в вакууме со скоростью света. В 1888 максвелловская теория Э. в. получила подтверждение в опытах нем. физика Г. Герца, что сыграло решающую роль для её утверждения. Теория Максвелла позволила уста­новить, что радиоволны, свет, рентге­новское и гамма-излучения представ­ляют собой Э. в. с различной длиной

874

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

СПЕКТР ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН

волны l (см. табл.), причём между соседними диапазонами шкалы Э. в. нет резких границ (рис.). Частота w колебаний связанных электрич. Е и магнитного Н полей связана с l соотношением: l=c/w.

Особенности Э. в., законы их воз­буждения и распространения описы­ваются Максвелла уравнениями. Если в какой-то области пр-ва существуют электрич. заряды е и токи I, то из­менение их. со временем t приводит к излучению Э. в. На характер рас­пространения Э. в. существенно влияет среда, в к-рой они распространя­ются.

Э. в. могут испытывать прелом­ление, в реальных средах имеет место дисперсия волн, вблизи неоднородностей наблюдаются дифракция волн, интерференция волн, полное внутрен­нее отражение и др. явления, свой­ственные волнам любой природы. Пространств. распределение эл.-магн. полей, временные зависимости E(t) и H(t), определяющие тип волн (пло­ские, сферические и др.), вид поля­ризации и др. особенности Э. в. задаются, с одной стороны, хар-ром источника излучения, с другой -св-вами среды, в к-рой они распро­страняются. В случае однородной и изотропной среды вдали от зарядов и токов, создающих эл.-магн. поле, ур-ния Максвелла приводят к вол­новым уравнениям

описывающим,   в   частности,    распро­странение плоских монохроматич. Э. в.:

Здесь e — диэлектрическая, m — магн. проницаемости среды, Е0 и H0 — амплитуды колебаний электрич. и магнит. полей, w=2pn — круговая частота этих колебаний, j — произ­вольный сдвиг фазы, k — волновой вектор, r — радиус-вектор точки; Ñ — оператор Лапласа

(E^H^ k, H0 =Ö(e/m)E0).

Если среда неоднородна или со­держит поверхности, на к-рых изме­няются её электрич. либо магн. св-ва, или если в пр-ве име­ются проводники, то тип возбуждаемых и распространяющихся Э. в. может сущест­венно отличаться от плоской линейно по­ляризованной волны. Э. в. могут распрост­раняться вдоль на­правляющих поверхностей (поверхно­стные волны), в передающих линиях, в полостях, образованных хорошо проводящими стенками (см. Радиовол­новоды, Световод), в квазиоптич. линиях (см. Квазиоптика).

Хар-р изменения во времени Е и Н определяется законами изменения тока I(t) и зарядов e(t), возбуждающих Э. в. Однако форма волны в общем случае не следует I (t) или e(t). Она в точности повторяет форму тока только в случае линейной среды, если I=I0sinwt. Т. к. волны любой формы можно представить в виде суммы гармонических составляю­щих, то для линейных сред, для ко­торых справедлив суперпозиции принцип, все задачи излучения, рас­пространения и поглощения Э. в. произвольной формы сводятся к ре­шению задач для гармонич. Э. в. В изотропном пр-ве скорость рас­пространения гармонич. Э. в., т. е. фазовая скорость v=cÖ(me). При на­личии дисперсии скорость переноса энергии vгр (групповая скорость) мо­жет отличаться от v. Плотность по-

тока энергии, переносимой Э. в., определяется Пойнтинга вектором S= (c/4p)[EH]. Т. к. в изотропной среде векторы Е, Н и k образуют правовинтовую систему, то S совпа­дает с направлением распространения Э. в. В анизотропной среде (в т. ч. вблизи проводящих поверхностей) S может не совпадать с направлением распространения Э. в.

Простейшим излучателем Э. в. явл. электрич. диполь — отрезок проводни­ка длиной 1<<l по к-рому протекает ток i=i0 sinwt. На расстоянии от ди­поля r>>l образуется волновая зона (зона излучения), где распространя­ются сферич. волны (см. Антенна).

Создание мощных источников ра­диоволн во всех диапазонах, а также появление квантовых генераторов, в частности лазеров, позволило достичь напряжённости электрич. поля в Э. в., существенно изменяющих св-ва сред, в к-рых происходит их распростра­нение. Это привело к развитию не­линейной теории Э. в. При распро­странении Э. в. в нелинейной среде (e и m зависят от Е и Н) её форма изменяется. Если дисперсия мала, то по мере распространения Э. в. они обогащаются высшими гар­мониками и их форма постепенно искажается (см. Нелинейная оптика). Напр., после прохождения синусои­дальной Э. в. характерного пути (ве­личина к-рого определяется степенью нелинейности среды) может сформи­роваться ударная волна, характеризу­ющаяся резкими изменениями Е и Н (разрывами) с их послед. плавным возвращением к первонач. величинам. Большинство нелинейных сред, в к-рых Э. в. распространяются без сильного поглощения, обладает значит. дис­персией, препятствующей образова­нию ударных Э. в. Поэтому образо­вание ударных волн возможно лишь в диапазоне X от неск. см до длинных волн. При наличии дисперсии в не­линейной среде возникающие высшие гармоники распространяются с разл. скоростью, и существ. искажения формы исходной волны не происходит. Образование интенсивных гармоник и вз-ствие их с исходной волной может иметь место лишь при специально подобранных законах дисперсии (см. Параметрический генератор света).

Э. в. разл. диапазонов l характери­зуются разл. способами возбуждения и регистрации. Они по-разному взаи­модействуют с в-вом. Процессы излу­чения и поглощения Э. в. от самых длинных волн до инфракрасного из­лучения достаточно полно описываются соотношениями электродинамики. На более высоких частотах доминируют процессы, имеющие существенно кван­товую природу, а в оптич. диапазоне и тем более в диапазонах рентгенов­ских и g-лучей излучение и погло­щение Э. в. могут быть описаны

875

 

 

только на основе представлений о дискретности этих процессов. Во мно­гих случаях эл.-магн. излучение ведёт себя не как набор монохроматич. Э. в. с частотой w и волн. вектором k, а как поток квазичастиц — фотонов с энергией ћw и импульсом p=ћw/c. Волн. св-ва проявляются, напр., в явлениях дифракции и интерферен­ции, корпускулярные — в фотоэффек­те и Комптона эффекте. • Т а м м И. Е., Основы теории электри­чества, 9 изд., М., 1976; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 2); их же, Электродинамика сплошных сред, М., 1959; Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики).

В.  В.   Мигулин.

ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ КОЛЕБА­НИЯ, взаимосвязанные колебания электрич. (E) и магн. (Н) полей, составляющих единое электромагнит­ное поле. Распространение Э. к. про­исходит в виде электромагнитных волн. Э. к. представляют собой сово­купность фотонов, и только при очень большом числе фотонов их можно рас­сматривать как непрерывный процесс.

Различают вынужденные Э. к., под­держиваемые внеш. источниками, и собственные колебания, существующие и без них. В неограниченном пр-ве или в системах с потерями энергии (диссипативных) возможны собств. Э. к. с непрерывным спектром частот. Про­странственно огранич. консерватив­ные (без потерь энергии) системы имеют дискретный спектр собств ча­стот, причём каждой частоте соот­ветствует один или неск. независимых типов колебаний (мод). Напр., между двумя отражающими плоскостями в вакууме, отстоящими друг от друга на расстояние l, возможны только синусоидальные Э. к. с круговыми частотами wnпpс/l, где n — целое число. Собств. колебания имеют вид синусоидальных стоячих волн, в к-рых колебания векторов Е и Н сдвинуты во времени на T/4, а пространств. распределения их амплитуд смещены на l/4, так что максимумы (пучности) Е совпадают с нулями (узлами) Н, и наоборот. В таких Э. к. энергия в среднем не переносится в пр-ве, но внутри каждого четвертьволнового участка между узлами полей проис­ходит независимая периодич. перекач­ка электрич. энергии в магнитную и обратно.

Представление Э. к. в виде супер­позиции мод с дискретным или не­прерывным спектром допустимо для любой сложной системы проводников и диэлектриков, если поля, токи, за­ряды в них связаны между собой линейными соотношениями. В ква­зистационарных системах, размеры к-рых <<l области, где преобла­дают электрич. или магн. поля, могут быть пространственно разделены и сосредоточены в отд. элементах: Е — в ёмкостях С, Н — в индуктивностях

L. Типичный пример системы с сосре­доточенными параметрами - - колеба­тельный контур, где происходят ко­лебания зарядов на обкладках кон­денсаторов и токов в катушках само­индукции. Э. к. в ограниченных кон­сервативных системах с распределён­ными параметрами С и L имеют дис­кретный спектр собств. частот.

В средах эл.-магн. поле взаимо­действует с заряж. ч-цами (эл-нами, ионами), создавая индуциров. токи. Токи проводимости обусловливают по­тери энергии и затухание Э. к.; токи, связанные с поляризацией и намагни­ченностью среды, определяют значе­ния её диэлектрич. и магн. проницаемостей, а также скорость распрост­ранения в ней эл.-магн. волн и спектр собств. частот Э. к. Если индуциров. токи зависят от E и Н нелинейно, то период, форма и др. хар-ки Э. к. зависят от их амплитуд (см. Нели­нейные системы); при этом принцип суперпозиции недействителен и может происходить перекачка энергии Э. к. от одних частот к другим (см. Нели­нейная оптика). На этом основаны принципы работы большинства гене­раторов, усилителей и преобразова­телей частоты Э. к.

Возбуждение Э. к. в устройствах с сосредоточенными параметрами, как правило, осуществляется путём пря­мого подключения к ним генераторов, в ВЧ устройствах с распределёнными параметрами — при помощи элемен­тов связи (вибраторов, петель связи, рамок, отверстий и др.), а в оптич. устройствах — применением линз, призм, отражающих полупрозрачных зеркал и т. д.

• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; П а р с е л л Э., Электри­чество и магнетизм, пер. с англ., 2 изд., М., 1975 (Берклеевский курс физики, т. 2); Крауфорд Ф., Волны, пер. с англ., 2 изд., М., 1976 (Берклеевский курс физики, т. 3).

М. А. Миллер, Л. А. Островский.

ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЙ ИЗМЕРИ­ТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ, преобра­зователь силы электрич. тока в меха­нич. перемещение на основе вз-ствия магн. поля катушки, по обмоткам к-рой протекает ток, пропорц. изме­ряемой величине, с ферромагн. сердечниками, образующими обычно под­вижную часть механизма; применя­ется для измерений в цепях пост. и перем. тока.

 

 

 

Рис. 1. Устройство эл.-магн. измерит. механизма с плос­кой катушкой: 1 — катушка; 2 — фер­ромагн. сердечник; 3 — пружины, со­здающие противо­действующий меха­нич. момент; 4 — стрелка; 5 — шкала.

 

Наиболее распространены Э. и. м. с плоской (прямоуг.) и круглой ка­тушкой. В Э. и. м. с плоской катуш­кой (рис. 1) ферромагн. сердечник при

протекании тока по катушке втяги­вается в неё, противодействующий мо­мент создаётся пружинами. В Э. и. м. с круглой катушкой (рис. 2) внутри катушки расположены неподвижный и подвижный сердечники. При про­текании тока по катушке сердечники одноимённо намагничиваются и вра­щающий момент возникает за счёт отталкивания сердечников. Существуют лаб. вольтметры и амперметры с Э. и. м. на пост. и перем. токе (до 2,5 кГц), однако осн. область приме­нения Э. и. м.— щитовые ампермет­ры и вольтметры для измерений в цепях перем. тока пром. частоты (50 Гц) с осн. погрешностью в % от верхнего предела измерений 1,5—2,5%. В виде логометров Э. и. м. применяются также в щитовых фазо­метрах (в т. ч. трёхфазных), ёмкости измерителях.

 

Рис. 2. Устройство эл.-магн. измерит. ме­ханизма с круглой катушкой: 1 — катушка; 2 и 3 — неподвижный и подвижный сердеч­ники; 4 — пружина, создающая противо­действующий механич. момент; 5 — стрелка.

 

Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмеритель­ным приборам, 2 изд., Л., 1977.

В.  П.  Кузнецов.

ЭЛЕКТРОН (символ е-, е), первая элем. ч-ца, открытая в физике; матер. носитель наименьшей массы и наи­меньшего электрич. заряда в природе. Э.— составная часть атомов; их число в нейтр. атоме равно ат. номеру, т. е. числу протонов в ядре. Заряд (е) и масса (mе) Э. равны:

е=- 4,803•10-10  ед. СГСЭ»-1,6•10-19 К, mе»0,91•10-27, г»0,511 МэВ. Спин   Э.   равен   1/2   (в ед.   ћ), и, сле­довательно, Э. подчиняются Ферми — Дирака статистике. Магн. момент Э. mе»-1,00116m0,    где    m0магнетон Бора.   Э.— стабильная   ч-ца   и   отно­сится  к  классу  лептонов.

Э. был открыт англ. физиком Дж. Дж. Томсоном в 1897. Назв. «Э.» (предложенное в 1891 ирл. физиком Дж. Стони для заряда одновалент­ного иона) происходит от греч. слова elektron — янтарь. Электрич. заряд Э. условились считать отрицательным в соответствии с более ранним согла­шением называть отрицательным за­ряд наэлектризов. янтаря (см. Элект­рический заряд). Античастица Э.— позитрон открыта в 1932.

876

 

 

Э. участвует в эл.-магн., слабом и гравитац. вз-ствиях. В классич. элект­родинамике Э. ведёт себя как ч-ца, движение к-рой подчиняется Лорен­ца Максвелла уравнениям. Понятие «размер Э.» не удаётся сформулиро­вать непротиворечиво, хотя величину r02/mес2 ~ 10-11 см принято назы­вать классич. радиусом Э. Причину этих затруднений удалось понять в рамках квант. механики. Согласно гипотезе франц. физика Л. де Бройля (1924), Э. (как и все др. матер. мик­рообъекты) обладает не только кор­пускулярными, но и волн. св-вами (см. Волны де Бройля). Де-бройлевская длина волны Э. l=2pћ/mеv, где v — скорость движения Э. В соот­ветствии с этим, Э., подобно свету, могут испытывать интерференцию и дифракцию. Волн. св-ва Э. были экс­периментально обнаружены в 1927 амер. физиками К. Дэвиссоном и Л. Джермером (см. Дифракция мик­рочастиц).

Движение Э. подчиняется ур-ниям квант. механики: Шрёдингера урав­нению для нерелятивистских явлений и Дирака уравнению — для реляти­вистских. Опираясь на эти ур-ния, можно показать, что оптич., электрич., магн., хим. и механич. св-ва в-в объясняются особенностями движе­ния Э. Наличие спина существ. обра­зом влияет на хар-р движения Э. в атоме. В частности, только учёт спина Э. в рамках квант. механики позволил объяснить периодич. систему элемен­тов Д. И. Менделеева, а также при­роду хим. связи атомов в молекулах.

Э. могут рождаться в разл. реак­циях, самыми известными из к-рых явл. распад отрицательно заряж. мюо­на: m- ®e-+v~e+vm, а также бета-распад нейтрона: n®p+e-+v~e. По­следняя реакция явл. источником е- при радиоактивном распаде ядер. Оба процесса — частные случаи слабого взаимодействия. Примером эл.-магн. процессов, в к-рых происходят пре­вращения Э., может служить анниги­ляция эл-на и позитрона в два g-кванта: е-+®g+g. С 60-х гг. интенсивно изучаются процессы рож­дения адронов при столкновении эл-нов с позитронами (встречные пуч­ки), напр. рождение пары p-мезонов: е-+®p-+p+ . В кон. 1974 в аналогичной реакции открыта новая элем. ч-ца J/y (см. Мезоны со скрытым «очарованием»).

Релятивистская квант. теория Э.— квантовая электродинамика, в к-рой достигнуто прекрасное согласие с экс­периментом. Так, вычисл. значение магн. момента Э.

(где a»1/137 тонкой структуры постоянная) с чрезвычайно высокой точностью совпадает с его эксперим.

значением. Однако теорию Э. нельзя считать законченной, поскольку ей присущи внутр. логич. противоречия.

Милликен Р., Электроны (+ и -), протоны, фотоны, нейтроны и космические лучи, пер. с англ., М.— Л., 1939; Андер­сон Д., Открытие электрона, пер. с англ., М., 1968; Т о м с о н Г. П., Семидесятилет­ний электрон, «УФН», 1968, т. 94, в. 2.

Л. И. Пономарев.

ЭЛЕКТРОНВОЛЬТ (эВ, eV), внесис­темная ед. энергии, применяется для измерения энергии микрочастиц, име­ющих электрич. заряд. 1 эВ=1,60201Х10-19 Дж=1,60201•10-12 эрг. Если заряж. ч-цы с единичным зарядом

 

свою кинетич. энергию ξкин=3/2kТ при­обретают, пробегая разность потенциалов U, то 3/2kT=eU, где k Больц­мана постоянная, e — заряд эл-на. При U=1В соответствующая темп-ра

T=2e/3k =7733 К.    В    случае,    когда величину kT выражают в эВ, значе­нию kT=1 эВ соответствует темп-ра T»11600 К. Часто в эВ выражают массу микрочастиц на основе установ­ленного А. Эйнштейном соотношения ξ=mc2 между массой m и энергией ξ. 1 атомная единица массы=931,5016(26) МэВ.

ЭЛЕКТРОННАЯ И ИОННАЯ ОП­ТИКА, занимается вопросами фор­мирования, фокусировки и отклонения пучков эл-нов и ионов и получения с их помощью изображений под воз­действием электрич. и магн. полей в вакууме. Электронные и ионные изоб­ражения можно визуализировать на люминесцентном экране или фото­слое. Т. к. электронные пучки исполь­зуют гораздо шире, чем ионные, весьма распространён термин «элект­ронная оптика» (ЭО).

Зарождение ЭО связано с созданием в кон. 19 в. электронно-лучевой труб­ки (ЭЛТ). В первой осциллографич. ЭЛТ (нем. физик К. Ф. Браун, 1897) электронный пучок отклонялся магн. полем. Отклонение заряж. ч-ц элект­ростатич. полем наряду с магнитным использовал англ. физик Дж. Дж. Томсон в опытах по определению от­ношения заряда эл-на к его массе, пропуская пучок между пластинами плоского конденсатора, помещённого внутри ЭЛТ. В 1899 нем. физик И. Э. Вихерт применил для фокуси­ровки электронного пучка в ЭЛТ магн. поле катушки с током. Однако лишь в 1926 нем. учёный X. Буш теоретически рассмотрел движение за­ряж. ч-ц в магн. поле такой катушки и показал, что она пригодна для получения правильных электронно-оптич. изображений и, следовательно, явл. электронной линзой (ЭЛ). По­следующая разработка ЭЛ (магнит­ных и электростатических) открыла путь к созданию электронного микро­скопа, электронно-оптического преоб­разователя и др. приборов, в к-рых формируются электронно-оптич. изоб­ражения объектов — либо испуска­ющих эл-ны, либо тем или иным

образом воздействующих на электрон­ные пучки. Конструирование спец. ЭЛТ для телевизионной и радиолокац. аппаратуры, для записи, хране­ния и воспроизведения информации и т. п. привело к дальнейшему раз­витию разделов ЭО, связанных с управлением пучками заряж. ч-ц. Значит. влияние на развитие ЭО оказала разработка аппаратуры для анализа потоков эл-нов (бета-спект­рометров и др. аиалитич. приборов).

Параллельно с исследованием элект­ронных пучков шло исследование пуч­ков ионов, что привело к созданию ионной оптики (ИО). Между ЭО и ИО нет принципиального отли­чия. Движение эл-нов и ионов в поле описывается теми же ур-ниями. Но для применения в технике сущест­венно то, что эл-ны легче получать, а их отклонение и фокусировка из-за меньшей массы могут осуществляться более слабыми и менее протяжёнными магн. полями, чем в случае ионов той же энергии. Кроме того, распределе­ние эл-нов легче визуализировать на люминесцентном экране. Всё это при­вело к широкому распространению электронно-лучевых приборов. Разви­тие ИО в значит. степени связано с созданием масс-спектрометров и ус­корителей заряженных частиц.

Для решения большинства задач Э. и и. о. достаточно рассматривать

Рис. 1. Отклонение электронного пучка в однородном поле плоского конденсатора: 1 — пластины конденсатора; 2 — электрон­ный прожектор. Силовые линии поля изоб­ражены пунктирными линиями, сечения эк­випотенциальных поверхностей плоскостью рисунка — сплошными линиями. Потен­циал поля V возрастает при перемещении сверху вниз.

Рис. 2. Отклонение луча света в неодно­родной оптич. среде. Показатель преломле­ния n возрастает при перемещении сверху вниз.

 

движение заряж. ч-ц в рамках клас­сич. механики, т. к. волн. природа ч-ц (см. Корпускулярно-волновой дуа­лизм) в этих задачах практически не проявляется. В таком приближении Э. и и. о. носит назв. геометрической по аналогии с геометрической опти­кой световых лучей, к-рая выражается в том, что поведение пучков заряж.

877

 

 

ч-ц в электрич. и магн. полях во многом подобно поведению световых лучей в неоднородных оптич. средах. Качественно это подобие обнаружива­ется уже при сравнении рис. 1 и 2. В основе указанной аналогии лежит более общая аналогия между классич. механикой и световой геом. оптикой, установленная ирл. математиком и физиком У. Р. Гамильтоном, доказав­шим в 1834, что общее уравнение ме­ханики (уравнение Гамильтона — Якоби) по форме подобно оптич. урав­нению эйконала. Как и в световой геом. оптике, в геом. Э. и и. о. вво­дится понятие показателя преломле­ния, а при вычислении погрешностей изображения, б. ч. к-рых аналогична аберрациям оптических систем, за­частую используется метод эйконала. Когда приближение геом. Э. и и. о. оказывается недостаточным, напр. при исследовании разрешающей способно­сти электронного микроскопа, при­влекаются методы квантовой меха­ники.

В электронно-оптич. устройствах широко применяются электрич. и магн. поля, обладающие симмет­рией вращения относительно оптич. оси системы. ЭЛ и электронные зер­кала (ЭЗ) с такими полями наз. осесимметричными. Электрич. поля с симметрией вращения созда­ются электродами в виде цилиндров, чашечек, диафрагм с круглыми от­верстиями и т. п. (рис. 3).

Рис. 3. Электронно-оптич. система с сим­метрией вращения, предназначенная для формирования электронного пучка (элект­ронный прожектор): 1 — подогревной ка­тод; 2 — фокусирующий электрод; 3 — пер­вый анод; 4 — второй анод; 5 — сечения эквипотенциальных поверхностей электро­статич. поля плоскостью рисунка. Штри­ховой линией обозначены контуры пучка. У электродов указаны их потенциалы по отношению к катоду, потенциал к-рого при­нят равным нулю. Электроды 1, 2, 3 образу­ют катодную электронную линзу, элект­роды 3 и 4 — иммерсионную.

 

Рис. 4. Магн. линза в виде катушки: а — вид сбоку; б — вид спереди; 1 — катушка; 2 — силовые линии магн. поля; 3 — элект­ронная траектория. Штриховой линией обозначены контуры электронного пучка, выходящего из точки А (предмет) и фоку­сируемого в точке В (изображение).

 

Для полу­чения осесимметричных магн. полей используют электромагниты (иногда пост. магниты) с полюсами в форме тел вращения или катушки с током (рис. 4). Осесимметричные линзы и зеркала создают правильные элект­ронно-оптич. изображения, если за­ряж. ч-цы движутся достаточно близ­ко к оси симметрии поля, а их нач. скорости мало отличаются друг от друга. Если эти условия не выпол­няются, погрешности изображения ста­новятся весьма значительными. Когда предмет и изображение лежат за пределами поля, осесимметричные ЭЛ всегда собирающие. Св-ва элект­ростатич. осесимметричной ЭЛ опре­деляются положением её кардиналь­ных точек, аналогичных кардиналь­ным точкам осесимметричных свето-оптич. изображающих систем: фоку­сов, главных точек и узловых то­чек. Построение изображения произ­водится по правилам световой гео­метрической оптики. В магн. ЭЛ оно дополнительно повёрнуто на не­который угол. Электростатическим осесимметричным полям свойствен­ны те же геом. аберрации, что и светооптическим центриров. системам сферич. поверхностей: сферическая аберрация, астигматизм, кривизна по­ля изображения, дисторсия и кома. В магн. полях к ним добавляются т. н. анизотропные дисторсия, астигматизм и кома. Кроме того, существуют три вида хроматич. абер­раций (в электростатич. полях — два), обусловленных нек-рым неизбежным разбросом энергий поступающих в поле ч-ц. Вообще говоря, аберрации ЭЛ с симметрией вращения в сопо­ставимых условиях значительно пре­вышают по величине аберрации светооптич. центриров. систем. Вопрос о компенсации аберраций или их уменьшении явл. одним из основных в теоретич. Э. и и. о.

Существуют и др. типы ЭЛ и ЭЗ, поля к-рых обладают разл. видами симметрии. Т. н. цилиндриче­ские электростатич. и магн. ЭЛ и ЭЗ создают линейные изображения точечных предметов. В ряде аналитич. приборов высококачеств. фокусировка необходима только в одном направ­лении. В этих случаях целесообразно применять т. н. трансаксиальные электростатич. ЭЛ или ЭЗ. Для воздействия на пучки заряж. ч-ц с большими энергиями применяют квадрупольные ЭЛ (элект­ростатические и магнитные).

Для отклонения пучков заряж. ч-ц используют электронно-оптич. уст­ройства с электрич. или магн. полями, направленными поперёк пучка. Про­стейшим электрич. отклоняющим эле­ментом явл. плоский электростатич. конденсатор. В ЭЛТ с целью умень­шения отклоняющего напряжения при­меняют системы с электродами более сложной формы. Отклоняющие магн.

поля создаются электромагнитами или проводниками, по к-рым течёт ток. Очень разнообразны формы откло­няющих электрич. и магн. полей, применяемых в масс-спектрометрах, электронных спектрометрах и др. аналитич. приборах, в к-рых поля пространственно разделяют (разре­шают) заряж. ч-цы по энергии и массе, а также фокусируют пучки.

Рис. 5. Сферич. конденсатор: 1 — электроды кон­денсатора; 2 —то­чечный предмет; 3 — изображение

предмета; 4 — кольцевые диафрагмы. Изоб­ражение лежит на прямой, проходящей через источник и центр О сферич. электродов.

 

Электрич. поля обычно формируются разл. конденсаторами: плоским, ци­линдрическим, сферическим (рис. 5) и тороидальным. Из разл. типов магн. полей часто применяются однородное поле (рис. 6) и секторное поле (рис. 7). Для улучшения кач-ва фокусировки искривляют границы секторных магн. полей, а также применяют неодно­родные магн. поля, напряжённость к-рых меняется по определ. закону.

 

 

 

 

 

 

Рис. 6. Отклонение и фокусировка пучка заряж. ч-ц однородным магн. полем: 1 — предмет; 2 — изображение. Заряж. ч-цы, испущенные линейным предметом (щелью) в пределах небольшого угла 2a, сначала расходятся, а затем, описав полуокружности с радиусом r, который для всех ч-ц с одной и той же массой и энергией одинаков, фоку­сируются, формируя изображение предмета в виде полоски шириной ra2. Линейный предмет и полоска-изображение располо­жены параллельно силовым линиям магн. поля, направленным перпендикулярно к плоскости рисунка. О1? О2 и О3 — центры круговых траекторий ч-ц.

 

Рис. 7. Отклонение и фокусировка пучка заряж. ч-ц секторным однородным магн. по­лем: 1 — магн. поле; 2 — предмет (щель источника); 3 — изображение. Силовые ли­нии магн. поля направлены перпендику­лярно к плоскости рисунка. Изображение лежит на линии, соединяющей предмет с вершиной сектора О. Ширина изображе­ния того же порядка, что и в однородном магн. поле.

 

878

 

 

Перечисл. отклоняющие электрич. и магн. устройства, иногда наз. электронными (ионными) приз­мами, отличаются от светооптич. призм тем, что они не только откло­няют, но и фокусируют пучки заряж. ч-ц. Фокусировка приводит к тому, что попадающие в поля таких уст­ройств параллельные пучки после от­клонения перестают быть параллель­ными. Между тем для создания высококачеств. аналитич. приборов не­обходимы электронные (ионные) приз­мы, к-рые подобно световым призмам сохраняют параллельность пучков. В кач-ве таких электронных призм применяют телескопич. системы элект­рич. и магн. полей. Добавив к элект­ронной призме коллиматорную ЭЛ на входе и фокусирующую — на выхо­де, можно получить аналитич. прибор, в к-ром сочетаются высокая разре­шающая способность и большая электронно-оптич. светосила.

Арцимович Л. А., Лукьянов С. Ю., Движение заряженных частиц в электрических и магнитных полях, 2 изд., М., 1978; Бонштедт Б. Э., Мар­кович М. Г., Фокусировка и отклоне­ние пучков в электроннолучевых приборах, М., 1967; Глазер В., Основы элект­ронной оптики, пер. с нем., М., 1957; 3 и н ч е н к о Н. С., Курс лекций по электронной оптике, 2 изд., Хар., 1961; Кельман В. М., Явор С. Я., Элект­ронная оптика, 3 изд., Л., 1968.

В. М. Кельман, И. В.  Родникоеа.

ЭЛЕКТРОННАЯ МИКРОСКОПИЯ, совокупность методов исследования с помощью электронных микроскопов (МЭ) микроструктур тел (вплоть до атомно-молекулярного уровня), их ло­кального состава и локализованных на поверхностях или в микрообъёмах тел электрич. и магн. полей («микрополей»). Э. м. включает также усо­вершенствование и разработку новых МЭ и др. корпускулярных микроско­пов (напр., протонного микроскопа) и приставок к ним; разработку мето­дик подготовки образцов, исследуемых в МЭ; изучение механизмов формиро­вания электронно-оптич. изображе­ний; разработку способов анализа получаемой информации.

Объекты исследования в Э. м.— обычно тв. тела. В просвечивающих МЭ (ПЭМ) эл-ны с энергиями от 1 кэВ до 5 МэВ проходят сквозь объект, поэтому изучаются образцы в виде тонких плёнок, фольги (рис. 1), сре­зов и т.п. толщиной от 1 нм до 10 мкм (от 10 Å до 105 Å). Микрокристаллы, порошки, аэрозоли и т. п. можно изучать, нанеся их предварительно на подложку: тонкую плёнку для ис­следования в ПЭМ или массивную подложку для исследования в раст­ровых МЭ (РЭМ). Поверхностную и приповерхностную структуру массив­ных тел толщиной существенно боль­ше 1 мкм исследуют с помощью РЭМ (рис. 2), отражательных, зеркальных МЭ, ионных проекторов и электронных проекторов. Поверхностная геом. структура массивных тел изучается также и методом реплик: с поверхности такого тела снимается отпечаток в

Рис. 1. Полученное в просвечивающем элек­тронном микроскопе изображение сетки дислокаций на границах зёрен в тонкой молибденовой фольге, деформированной при высокотемпературном нагреве.

Рис. 2. Изображение предварительно отпо­лированной, а затем подвергнутой ионной бомбардировке поверхности монокристалла меди. Снято в растровом электронном мик­роскопе. Увеличение 3000.

Рис. 3. Винтовые дислокации на поверх­ности кристалла NaCl, подвергнутого термич. травлению при температуре 773 К. Изображение получено методом декориро­вания.

виде тонкой плёнки углерода, колло­дия, формвара и т. п., повторяющий рельеф поверхности и рассматриваемый в ПЭМ. Обычно предварительно на реплику в вакууме напыляется под скользящим (малым к поверхности) углом слой сильно рассеивающего

эл-ны тяжёлого металла (напр., Pt), оттеняющий выступы и впадины геом. рельефа — т. н. метод декорирования. Этот метод позволяет исследовать не только геом. структуры поверхностей, но и микрополя, обусловленные дис­локациями (рис. 3), скоплениями то­чечных дефектов (см. Дефекты в кристаллах), ступенями роста крист. граней, доменной структурой (см. Домены) и т. д. В этом случае на поверхность образца вначале напыля­ется очень тонкий слой декорирующих ч-ц (атомы Au, Pt, молекулы полу­проводников или диэлектриков), осаж­дающихся преим. на участках сосре­доточения микрополей, а затем сни­мается реплика с включениями деко­рирующих ч-ц.

С помощью газовых микрокамер — приставок к ПЭМ или РЭМ — можно изучать жидкие и газообразные объ­екты, неустойчивые к воздействию высокого вакуума, в т. ч. влажные биол. препараты. Радиационное воз­действие облучающего электронного пучка довольно велико, поэтому при исследовании биол., полупроводни­ковых, полимерных и т. п. объектов необходимо тщательно выбирать режим работы МЭ, обеспечивающий мини­мальную дозу облучения.

Наряду с исследованием статиче­ских, не меняющихся во времени объ­ектов Э. м. даёт возможность изучать разл. процессы в динамике их разви­тия: рост плёнок, деформацию кри­сталлов под действием переменной нагрузки, изменение структуры под влиянием электронного или ионного облучения и т. д. Благодаря малой инерционности эл-нов можно иссле­довать периодические во времени про­цессы, напр. перемагничивание тон­ких магнитных плёнок, изменение по­ляризации сегнетоэлектриков, распро­странение УЗ волн и т. д. Эти иссле­дования проводят методами стро­боскопической Э. м. (рис. 4): образец «освещается» электронным пуч­ком не непрерывно, а импульсно, синхронно с подачей импульсного на­пряжения на образец, что обеспечи­вает фиксацию на экране прибора определённой фазы процесса точно так же, как это происходит в свето­оптич. стробоскопических приборах. Предельное временное разрешение при этом может в принципе составлять ок. 10-15 с для ПЭМ (пока практически реализовано разрешение ~10-12 с для ПЭМ и РЭМ).

Аморфные и квазиаморфные тела, размеры ч-ц к-рых меньше разреша­емого в МЭ расстояния, рассеивают эл-ны диффузно. Для их исследова­ния используются простейшие методы амплитудной Э. м. Напр., в ПЭМ контраст изображения, т. е. перепад яркостей изображения сосед­них участков объекта, в первом при­ближении пропорционален перепаду

879

 

 

 

Рис. 4. Изображения поверхности кремние­вого ПП диода, полученные в стробоскопич. эмиссионном электронном микроскопе: а — напряжение на диоде отсутствует; б — на диод подано запирающее напряжение 40 В, тёмная область — падение напряжения на pn-переходе; в — кратковременное (ме­нее 40 нс) прямое падение напряжения (ши­рокая тёмная область) на базе диода при переключении его в состояние, при к-ром он «отперт».

 

толщин этих участков. Для расчёта контраста изображений крист. тел и решения обратной задачи — расчёта структуры объекта по наблюдаемому изображению — привлекаются методы фазовой Э. м.: решается задача о дифракции электронов (см. Дифрак­ция микрочастиц, Электронография) на крист. решётке. При этом допол­нительно учитываются неупругие вз-ствия эл-нов с объектом: рассеяние на плазмонах, фононах и т. п.

Рис. 5. Изображение доменной структуры тонкой, однородной по толщине пермаллоевой плёнки. Снято в просвечивающем элект­ронном микроскопе при дефокусировке изоб­ражения (метод лоренцевой электронной микроскопии). Светлые и тёмные узкие по­лосы — границы доменов. Видна «рябь» намагниченности, возникающая вследствие малых изменении направлений векторов на­магниченности (отмечены стрелками) внутри доменов.

 

В ПЭМ и растровых ПЭМ (ПРЭМ) высокого разрешения получают изображения отд. молекул или атомов тяжёлых элементов; пользуясь методами фа­зовой Э. м., восстанавливают по изоб­ражениям трёхмерную структуру кри­сталлов и биол. макромолекул. Для решения подобных задач применяют, в частности, методы голографии, а расчёты производят на ЭВМ.

Разновидность фазовой Э. м.— интерференционная Э. м., ана­логичная оптич. интерферометрии (см. Интерферометр): электронный пу­чок расщепляется с помощью элект­ронных призм, и в одном из плеч интерферометра устанавливается об­разец, изменяющий фазу проходящей сквозь него электронной волны. Этим методом можно измерить, напр., внутр. электрич. потенциал образца.

С помощью т. н. лоренцовой Э. м., в к-рой изучают явления, обус­ловленные Лоренца силой, исследуют внутр. магн. и электрич. поля или внеш. поля рассеяния, напр. поля магн. доменов в тонких плёнках (рис. 5), сегнетоэлектрич. доменов, поля головок для магн. записи ин­формации и т. п.

Состав объектов исследуется мето­дами микродифракции, т. е. электро­нографии локальных участков объекта; методами рентг. и катодолюминесцентного локального спектр. микро­анализа (см. катодолюминесценция, Спектральный анализ рентгеновский); регистрируется рентг. излучение на характеристических частотах или Катодолюминесценция, возникающие при бомбардировке образца сфокуси­рованным пучком эл-нов (диаметр электронного «зонда» менее 1 мкм).

Рис. 6. Изображение линий равной напря­жённости поля (от 25 до 150 Гс через 25 Гс) над зазором магн. головки (ширина зазора 26=2 мкм) для магн. записи информации. Получено в растровом электронном микро­скопе со спец. приставкой.

 

Кроме того, изучаются энергетич. спектры вторичных эл-нов, выбитых первичным электронным пучком с

поверхности или из объёма образца (см., напр., оже-спектроскония).

Интенсивно разрабатываются ме­тоды количеств. Э. м.— точного из­мерения разл. параметров образца или исследуемого процесса, напр, измерение локальных электрич. по­тенциалов, магн. полей (рис. 6), мик­рогеометрии поверхностного рельефа и т. д. МЭ используются и в технологич. целях (напр., для изготовления микросхем методом электронолитографии).

X о к с П., Электронная оптика и элект­ронная микроскопия, пер. с англ., М., 1974; Стоянова И. Г., А н а с к и н И. Ф., Физические основы методов просве­чивающей электронной микроскопии, М., 1972; Утевский Л. М., Дифракцион­ная электронная микроскопия в металло­ведении, М., 1973; Практическая растровая электронная микроскопия, под ред. Дж. Гоулдстейна и X. Яковица, пер. с англ., М., 1978.                               

А. Е. Лукьянов.

ЭЛЕКТРОННАЯ ОБОЛОЧКА атома, совокупность эл-нов в атоме, состоя­ние к-рых характеризуется определён­ными квантовыми числами n и l. Число эл-нов в Э. о. равно 2(2l+1). Подробнее см. в ст. Атом.

ЭЛЕКТРОННАЯ ОПТИКА, теория формирования потоков эл-нов и уп­равления ими с помощью электрич. и магн. полей, а также совокупность приборов и методов исследования, основанных на использовании таких потоков. Подробнее см. Электронная и ионная оптика.

ЭЛЕКТРОННАЯ ПРОВОДИМОСТЬ, проводимость га-типа, электропровод­ность полупроводника, в к-ром осн. носители тока — эл-ны проводимости. Э. п. осуществляется в ПП, когда концентрация доноров превышает кон­центрацию акцепторов.

Э. М. Эпштейн.

ЭЛЕКТРОННАЯ ПУШКА, вакуум­ное устройство (обычно диод) для получения пучков эл-нов. Эл-ны в Э. п. вылетают из катода И ускоря­ются электрич. полем (рис. 1). Ис­пускание эл-нов из катода происходит

Рис. 1. Схема электронной пушки: 1 — катод; 2 — модулятор; 3 — первый анод; 4 — второй анод; е — траектории эл-нов.

 

гл. обр. в процессах термоэлектрон­ной эмиссии, эмиссии из плазмы, ав­тоэлектронной эмиссии. Формирова­ние заданного распределения элект­ронного пучка на выходе из Э. п. осуществляется подбором конфигу­рации и величины электрических и магнитных полей и явл. предметом электронной оптики (см. Электрон­ная и ионная оптика). Термин «Э. п.» чаще применяют к устрой­ствам для формирования высокоин­тенсивных электронных пучков (силь­ноточные Э. п.); слаботочные Э. п., представляющие собой более простые совокупности электродов и использу­емые в клистронах, электронно-луче-

880

 

 

Рис. 2. Структурная схема осесимметричной электронной пушки, используемой в клистронах (показана в разрезе).

 

вых приборах и т. д., обычно наз. электронными прожекто­рами (рис. 2). Токи электронных пучков в слаботочных Э. п. могут иметь значения в пределах от десятков мкА до десятков А, а энергия зл-нов — доходить до сотен кэВ.

В сильноточной Э. п. со­здаются электронные пучки с сущест­венно большими токами — до 104—107 А, энергией ускоренных эл-нов — до 10—20 МэВ и мощностью <-1013 Вт. Обычно в сильноточной Э. п. при плотностях тока ³1 кА/см2 исполь­зуются холодные катоды со взрывной электронной эмиссией. Образовавшая­ся при взрыве микроострий катода прикатодная плотная плазма расширяет­ся к аноду со скоростью v= (2—3)Х106 см/с и замыкает диод за время d/v (d — расстояние катод — анод), что ограничивает длительность тока пучка через диод временами ~10-8—10-6 с.

Отличит. особенность Э. п. в режи­мах с большими токами состоит в сильном влиянии магн. поля пучка на траектории эл-нов. Как показывает

расчёт, при токе диода I³8,5(ξR/mc2d) (кА)

(R — радиус катода, ξ — полная энер­гия эл-нов у анода, mc2 — их энергия покоя) собств. магн. поле пучка эл-нов заворачивает эл-ны к оси этого пучка и увлекает его к центру анода (рис. 3). Такое «сжатие» пучка у анода при­водит к экранированию центр. обла­сти катода пространст­венным зарядом пучка, вследствие чего эл-ны испускаются гл. обр. кромкой катода. Эффект «сжатия» наиболее ярко про­является, если пространств. заряд и его электрич. поле частично компен­сируются ионами плазмы, заполняю­щей приосевую область диода или покрывающей поверхность анода.

Рис. 3. Схема сильноточно­го диода: 1 — катод; 2 — слой катодной плазмы; 3 — типичная траектория элект­рона в диоде, имеющая спи­ралеобразную форму; 4 — типичная траектория иона в диоде; 5 — слой анодной плазмы; 6 — анод.

 

Плазма в диоде создаётся либо с помощью внеш. источников, либо в результате нагрева анода электрон­ным пучком. При этом на аноде плотность тока сфокусированного пучка достигает 106—108 А/см2, а плотность потока энергии — £1013 Вт/см2. Пред­ставление о пучке в этом случае ус­ловно, т. к. поперечная скорость эл-нов сравнима с продольной.

Если в пространстве у анода есть слой плотной плазмы, то ионы уско­ряются электрич. полем к катоду, а ток в диоде переносится и эл-нами, и ионами. Теория и расчёт, подтверж­даемые экспериментами, предсказы­вают, что в результате вз-ствия магн. поля с эл-нами их ток с увеличением R/d перестаёт нарастать (в отличие от ионного). Токи ионных пучков в силь­ноточных Э. п. достигают ³106A при эффективности > 70%. Эффект подавления электронных токов на периферии диода магн. полями, наз. магнитной изоляцией, ис­пользуется в вакуумных передающих линиях, соединяющих источник пи­тания с диодом Э. п. и выдерживающих без пробоя напряжённость электрич. поля £107 В/см.

Э. п. находят широкое применение в технике и науч. исследованиях, в частности в телевиз. системах, элект­ронных микроскопах, электронно-оп­тических преобразователях, использу­ются для плавки и сварки металлов и т. д. Сильноточные Э. п. использу­ются для нагрева плазмы, коллек­тивного ускорения заряж. ч-ц, полу­чения тормозного излучения, ондуляторного излучения и потоков нейтро­нов, генерации СВЧ-колебаний и ла­зерного излучения, в исследованиях по физике тв. тела.

Алямовский И. В., Электронные пучки и электронные пушки, М., 1966; Месяц Г. А., Генерирование мощных наносекундных импульсов, М., 1974; Сми­рнов В. П., Получение сильноточных пучков электронов, «Приборы и техника эксперимента», 1977, № 2.

В. П. Смирнов.

ЭЛЕКТРОННАЯ ТЕОРИЯ, классич. (неквантовая) теория эл.-магн. про­цессов, в основе к-рой лежат пред­ставления о строении в-ва из элект­рически заряж. ч-ц — эл-нов и ат. ядер (см. Лоренца Максвелла урав­нения).

ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ, испус­кание эл-нов поверхностью конден­сированной среды. Э. э. возникает в случаях, когда часть эл-нов тела приобретает в результате внеш. воз­действий энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера на его границе, или если внеш. элект­рич. поле делает его «прозрачным» для части эл-нов. Э. э. наблюдается при нагревании тел (термоэлектрон­ная эмиссия), при бомбардировке эл-на­ми (вторичная электронная эмиссия), ионами (ионно-электронная эмиссия) или эл.-магн. излучением (фотоэлект­ронная эмиссия).

Для исследования Э. э. необходимо создать у поверхности тела (эмиттера) электрич. поле Е, ускоряющее эл-ны для удаления (отсасывания) эл-нов от поверхности эмиттера. Если это поле достаточно велико (E³104 В/см),

оно уменьшает высоту потенциального барьера на границе, в результате чего Э. э. возрастает (Шотки эффект). В очень сильных полях (~ 107 В/см) потенциальный барьер становится столь тонким, что возникает туннель­ное просачивание эл-нов сквозь него (туннельная эмиссия, наз. обычно автоэлектронной эмиссией). В резуль­тате одновременного воздействия 2 или более факторов могут возникать термоавтоэлектронная, фотоавтоэлектронная эмиссии и др. В очень сильных импульсных электрич. полях (~5X107 В/см) автоэлектронная эмиссия приводит к быстрому разрушению (взрыву) микроострий на поверхности эмиттера и к образованию плотной плазмы. Вз-ствие плазмы с поверхно­стью эмиттера вызывает редкое уве­личение тока Э. э. (взрывная электрон­ная эмиссия).                  

Т. М. Лифшиц.

ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНАЯ ЖИД­КОСТЬ, конденсированное состояние неравновесной электронно-дырочной плазмы в полупроводниках (см. Плазма твёрдых тел). Э.-д. ж. образуется, когда концентрация носителей заря­да — эл-нов проводимости и дырок (свободных или связанных в экси­тоны) — превышает нек-рое, завися­щее от темп-ры, критич. значение nкр(Т). Эта концентрация легко до­стигается с помощью инжекции но­сителей, освещения и т. п. При до­стижении nкр в системе носителей происходит фазовый переход, подоб­ный переходу газ — жидкость, в ре­зультате к-рого она расслаивается на две фазы: капли относительно плотной Э.-д. ж., окружённые газом экситонов и свободных носителей. При этом плотность и крист. струк­тура полупроводникового кристалла остаются практически неизменными.

В отличие от обычных жидкостей в Э.-д. ж. отсутствуют тяжёлые ч-цы. Поэтому Э.-д. ж. обладает сильно выраженными квант. свойствами: 1) она не может кристаллизоваться, а остаётся жидкостью вплоть до самых низких темп-р (см. Квантовая жид­кость); 2) она не может быть жидко­стью мол. типа, т. е. состоять из эк­ситонов или экситонных молекул, а состоит из квазисвободных эл-нов и дырок, т. е. подобна жидкому металлу.

Кулоновское вз-ствие, связывающее ч-цы в Э.-д. ж., ослаблено диэлектрич. проницаемостью кристалла. Поэтому по сравнению с обычными жидкостями энергии связи ξ0 на одну ч-цу и концентрация ч-ц n в Э.-д. ж. малы (ξ0~10-2—10-1 эВ,         n0~1017—1019 см-3). Область темп-р Т, при к—рых возможно существование Э.-д. ж., по порядку величины опре­деляется соотношением: kT£0,1ξ0, Т~10—100 К.

Диаметр капель ~1—10 мкм, од­нако в спец. условиях удаётся на­блюдать капли с диаметрами до 1 мм

881

 

 

(рис.). Капли можно ускорять до скоростей порядка скорости звука в кристалле, т. е. это подвижные обла­сти высокой металлич. проводимости внутри практически непроводящего (при низких Т) кристалла. Э.-д. ж. можно рассматривать как устойчивые

Инфракрасная фотография электронно-ды­рочной капли в Ge: 1 — образец Ge; 2 — электронно-дырочная капля.

 

макроскопич. «сгустки» введенной в кристалл энергии возбуждения. Эта энергия выделяется в процессе реком­бинации эл-нов и дырок частично в виде эл.-магн. излучения, поэтому Э.-д. ж. являются интенсивными ис­точниками света. Э.-д. ж. наиболее полно изучена в Ge и Si, однако есть указания на её существование и в др. полупроводниках.

• См. лит.  при ст.  Экситон.

Л. В. Келдыш.

ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ ПЕРЕ­ХОД (р n-переход), область полу­проводника, в к-рой имеет место про­странств. изменение типа проводимо­сти от электронной n к дырочной p. Т. к. в р-области Э.-д. п. концентра­ция дырок гораздо выше, чем в n-области, дырки из р-области стремятся диффундировать в re-область, а эл-ны — в р-область. После ухода дырок из р-области в ней остаются отрица­тельно заряженные акцепторные ато­мы, а после ухода эл-нов в n-области — положительно заряженные донорные атомы. Т. к. акцепторные и донорные атомы неподвижны, то в области Э.-д. п.

Рис. 1. Схема р — n-перехода: чёрные точ­ки — эл-ны, светлые круж­ки — дырки.

 

образуется двойной слой пространств. заряда — отрицат. заряды в р-об­ласти и положит. заряды в n-области (рис. 1). Возникающее при этом кон­тактное электрич. поле противодейст­вует дальнейшей диффузии осн. носи­телей тока. В условиях теплового равновесия при отсутствии внеш. элект­рич. напряжения полный ток через Э.-д. п. равен нулю, т. к. в Э.-д. п. существует динамич. равновесие, при к-ром небольшой ток, создаваемый неосновными носителями (эл-нами в р-области и дырками в n-области), течёт к границе Э.-д. п. и проходит через него под действием контактного поля, а равный по величине ток, создаваемый осн. носителями (эл-нами в n-области и дырками в р-области), благодаря диффузии протекает через Э.-д. п. в обратном направлении. При этом осн. носителям приходится пре­одолевать контактное поле (потенци­альный барьер). Разность потенциа­лов, возникающая между р- и n-областями из-за наличия контактного поля (контактная разность потенциа­лов, или высота потенциального барь­ера), обычно составляет десятые доли вольта.

Внешнее электрич. поле изменяет высоту барьера и нарушает равнове­сие потоков носителей тока через барь­ер. Если положит. потенциал прило­жен к р-области, то потенциальный барьер понижается (прямое сме­щение). В этом случае с ростом приложенного напряжения экспонен­циально возрастает число осн. носи­телей, способных преодолеть барьер. Как только эти носители миновали Э.-д. п., они становятся неосновными. Поэтому концентрация неосновных но­сителей по обе стороны перехода уве­личивается (инжекция неос­новных носителей). Одно­временно в р- и n-области через кон­такты входят равные количества ос­новных носителей, вызывающих ком­пенсацию зарядов инжектированных носителей. В результате возрастает скорость рекомбинации и появляется отличный от нуля ток через переход, к-рый с ростом напряжения экспо­ненциально возрастает.

Приложение отрицат. потенциала к р-области (обратное смеще­ние) приводит к повышению потен­циального барьера. Диффузия основ­ных носителей через Э.-д. п. стано­вится пренебрежимо малой. В то же время потоки неосновных носителей не изменяются (для них барьера не существует). Потоки неосновных но­сителей определяются скоростью теп­ловой генерации электронно-дырочных пар. Эти пары диффундируют к барь­еру и разделяются его полем, в ре­зультате чего через Э..-Д. п. течёт ток Is (ток насыщения), к-рый обычно мал и почти не зависит от напряжения. Т. о., зависимость тока I через Э.-д. п. от приложенного напряжения U (вольтамперная ха­рактеристика) обладает резко выра­женной нелинейностью (рис. 2), т. е. проводимость Э.-д. п. сильно зависит от U. При изменении знака U значение тока через Э.-д. п. может изменяться в 105—106 раз. Благодаря этому Э.-д. п. явл. вентильным устройством, пригодным для выпрямления перем.

токов (ПП диод). Зависимость со­противления Э.-д. п. от U позволяет использовать Э.-д. п. в качестве регу­лируемого сопротивления (варистора). При подаче на Э.-д. п. достаточно высокого обратного смещения U=Uпр возникает электрич. пробой, при к-ром

Рис. 2. Вольтамперная хар-ка р — n-переход a: U — прило­женное напря­жение; I — ток через переход; Is — ток насы­щения; Uпр — напряжение пробоя.

 

через переход течёт большой обратный ток. Различают лавинный пробой, когда на длине свободного про­бега в области объёмного заряда но­ситель приобретает энергию, доста­точную для ионизации атомов, состав­ляющих крист. решётку, и туннель­ный (з и н е р о в с к и й) пробой, возникающий при туннелировании но­сителей сквозь барьер (см. Туннель­ный эффект).

От приложенного напряжения за­висит не только проводимость, но и электрич. ёмкость Э.-д. п. Дейст­вительно, повышение потенц. барьера при обратном смещении означает уве­личение разности потенциалов между n- и р-областями полупроводника, и, отсюда, увеличение их объёмных за­рядов. Поскольку объёмные заряды неподвижны и связаны с ионами доно­ров и акцепторов, увеличение объём­ного заряда может быть обусловлено только расширением его области и, следовательно, уменьшением элект­рич. ёмкости Э.-д. п. При прямом смещении к ёмкости слоя объёмного заряда (наз. также зарядной ёмкостью) добавляется т. н. диффузионная ёмкость, обус­ловленная тем, что увеличение напря­жения на Э.-д. п. приводит к увели­чению концентрации основных и не­основных носителей, т. е. к изменению заряда. Зависимость ёмкости от при­ложенного напряжения позволяет ис­пользовать Э.-д. п. в качестве пара­метрич. диода (варактора) прибора, ёмкостью к-рого можно уп­равлять, меняя напряжение смещения.

Помимо использования нелинейных свойств вольтамперной хар-ки и за­висимости ёмкости от напряжения, Э.-д. п. находит многообразные при­менения, основанные на зависимости контактной разности потенциалов и тока насыщения от концентрации неос­новных носителей. Их концентрация существенно изменяется при разл. внеш. воздействиях — тепловых, меха­нических, оптических и др. На этом основаны разл. рода датчики [темп-ры, давления, света, ионизирующих из­лучений (см. Полупроводниковый де­тектор) и т. д.]. Э.-д. п. использу­ется также для преобразования све-

882

 

 

товой энергии в электрическую (сол­нечные батареи).

Э.-д. п.— основа разного рода полу­проводниковых приборов (транзисторов, тиристоров и т. д.). Инжекция и по­следующая рекомбинация неосновных носителей в Э.-д. п. используются в светодиодах и инжекционных лазерах.

Э.-д. п. может быть создан разл. путями: 1) в объёме одного и того же ПП материала, легированного в одной части донорной примесью (р-область), а в другой — акцепторной (n-область); 2) на границе двух разл. ПП разными типами проводимости (см. Гетеропе­реход). Если Э.-д. п. получают вплавлением примесей в монокрист. по­лупроводник (напр., акцепторной при­меси в кристалл с проводимостью n-типа), то переход от n- к р-области происходит скачком (резкий Э.-д. п.). Если используется диффузия приме­сей, то образуется плавный Э.-д. п. Плавные Э.-д. п. можно получать при выращивании монокристалла из рас­плава, в к-ром постепенно изменяют содержание и характер примесей. По­лучил распространение метод ионного внедрения примесных атомов, позво­ляющий создавать Э.-д. п. заданного профиля.

• См.   лит.    при   ст.   Полупроводники.

Э.   М.   Эпштейн.

ЭЛЕКТРОННО-ИОННАЯ   ЭМИССИЯ, испускание ионов телом при облучении его поверхности потоком эл-нов. Часть кинетич. энергии эл-на расходуется на разрыв связи ч-цы с поверхностью.

• См.  лит.   при  ст.   Ионная  эмиссия.

ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВОЙ  ОСЦИЛ­ЛОГРАФ, см. Осциллограф электронно­лучевой,

ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВЫЕ ПРИБОРЫ, электровакуумные приборы, в к-рых для световой индикации, ком­мутации и др. целей используется уз­кий электронный пучок. В осциллотрафич. трубках и кинескопах электронный луч создаёт на люминесцирующем экране светящееся пятно. Спец. отклоняющая система и моду­лирующий электрод могут перемещать луч, а следовательно, и пятно по экрану и изменять его яркость. В ре­зультате на экране возникает изобра­жение. В накопительных и передающих телевизион­ных Э. п. электронный луч обегает (сканирует) мишень. В знаковых Э. п. электронное пятно на экране формируется в виде знаков, в элект­ронных         коммутаторах электронный луч переключает разл. цепи.

• Шерстнев Л. Г., Электронная оп­тика и электронно-лучевые приборы, М., 1971; Жигарев А. А., Электронная оп­тика и электроннолучевые приборы, М., 1972.

ЭЛЕКТРОННО-ОПТИЧЕСКИЙ ПРЕ­ОБРАЗОВАТЕЛЬ (ЭОП), вакуумный фотоэлектронный прибор для преоб­разования невидимого глазом изоб­ражения объекта (в ИК, УФ и рентг. лучах) в видимое либо для усиления яркости видимого изображения. В основе действия ЭОП лежит преобразо­вание оптич. или рентг. изображения в электронное с помощью фотока­тода, а затем электронного изобра­жения в световое (видимое), получа­емое на катодолюминесцентном экране (см. Катодолюминесценция, Люминофоры).

В ЭОП (рис.) изображение объ­екта А проецируется с помощью объектива О на фотокатод Ф (при использовании рентг. лучей теневое изображение объекта проецируется на фотокатод непосредственно). Излуче­ние от объекта вызывает фотоэлект­ронную эмиссию с поверхности фотокатода, причём величина эмиссии с разл. участков последнего изменя­ется в соответствии с распределением яркости спроецированного на него изображения. Фотоэлектроны уско­ряются электрич. полем на участке между фотокатодом и экраном, фоку­сируются электронной линзой (ФЭ — фокусирующий электрод) и бомбар­дируют экран Э., вызывая его люми­несценцию. Интенсивность свечения отдельных точек экрана зависит от плотности потока фотоэлектронов, вследствие чего на экране возникает видимое изображение объекта. Раз­личают ЭОП одно- и многокамерные (каскадные); последние представ­ляют собой последоват. соединение двух или более однокамерных ЭОП.

Интегральная чувстви­тельность ЭОП определяется гл. обр. свойствами используемого фото­катода, напр. у ЭОП с кислородно-серебряно-цезиевым фотокатодом, при­меняемого в ИК диапазоне, чувстви­тельность достигает 70 мкА/лм, а мно­гокомпонентный фотокатод, исполь­зуемый в ЭОП для усиления яркости видимого изображения, обладает чув­ствительностью до 103 мкА/лм. Раз­решающая способность ЭОП лежит в пределах 25—60 штри­хов на 1 мм. Коэффициент преобразования — отноше­ние излучаемого экраном светового потока к лучистому потоку, падаю­щему от объекта на фотокатод,— у кас­кадных ЭОП достигает 106 и более.

Осн. недостатки каскадных ЭОП — малая разрешающая способность и сравнительно высокий темновой фон, ухудшающие качество изображения. Эти недостатки устраняют, применяя волоконно-оптич. пластины, состоя­щие из световодов диаметром 10—20 мкм и ЭОП с микроканаль­ным усилителем. В ЭОП этого типа на пути фотоэлектронов вместо электронной фокусирующей системы располагается стеклянная пластина,

пронизанная множеством каналов диа­метром 15—25 мкм, внутренняя по­верхность к-рых покрыта материалом с большим коэфф. вторичной элект­ронной эмиссии. Каждый канал является по существу фотоэлектронным умножителем, усиливающим фототок элемента изображения в 105—106 раз. Электроны от каждого канала попа­дают в соответствующую точку эк­рана, формируя видимое изображение. В микроканальных ЭОП отпадает не­обходимость применения электронной фокусировки.

В нек-рых типах ЭОП изображение регистрируется матрицей из электроночувствит. элементов (в кол-ве 10 — 100), установленной вместо люми­несцентного экрана.

ЭОП применяются в ИК технике, спектроскопии, медицине, яд. физике, астрономии, телевидении, для пре­образования УЗ изображения в ви­димое (см. Визуализация звуковых по­лей). Совр. многокамерные ЭОП по­зволяют регистрировать на фотоэмуль­сии световые вспышки (сцинтилляции) от одного эл-на, испускаемого вход­ным фотокатодом.

• Зайдель И. Н., Куренков Г. И., Электронно-оптические преобразователи, М., 1970; Козелкин В. В., У с о л ь ц е в И. Ф., Основы инфракрасной техники, 2 изд., М., 1974.                  

И. Ф. Усольцев.

ЭЛЕКТРОННЫЕ ЗЕРКАЛА, элект­рич. или магн. системы, отражающие пучки эл-нов и предназначенные либо для получения с помощью таких пучков электронно-оптич. изображе­ний либо для изменения направления движения эл-нов. Большинство Э. з.— системы, симметричные относительно нек-рой оси (см. Электронная и ион-

Рис. 1. Осесимметричные двухэлектродные электронные зеркала: V1 и V2 — потенциалы электродов. Тонкие линии — сечения экви­потенциальных поверхностей плоскостью ри­сунка. Линии со стрелками — траектории эл-нов с разной энергией. Зеркала а и б всегда рассеивающие. Зеркала в, г и 9 могут быть как рассеивающими, так и собираю­щими.

883

 

 

 

ная оптика). Электростатич. осесимметричные Э. з. (рис. 1) исполь­зуют для создания правильных электронно-оптич. изображений объектов. Если последний электрод такого Э. з. сплошной и эл-ны меняют направление движения непосредственно вблизи его поверхности, то можно получить уве­личенное изображение микрорельефа этой поверхности.

Рис. 2. Электростатич. цилиндрич. элект­ронное зеркало: 1 и 2 — электроды с потен­циалами V1 и V2.

 

В зеркальном элект­ронном микроскопе используется имен­но это св-во Э. з. Цилиндриче­ские Э. з. с двумерным электрич. (рис. 2) или магн. полем (напряжён­ность поля внутри зеркала не зависит от координаты х) применяют для из­менения направления электронных пучков, причём для эл-нов, движу­щихся в ср. плоскости зеркала, угол падения равен углу отражения, как и при отражении луча света от

Рис. 3. Электростатич. трансаксиальное электронное зеркало: 1 и 2 — электроды с потенциалами V1 и V2; R — радиус кривизны зазора между электродами.

оптич. зеркала. Т. н. трансаксиальные Э. з. (рис. 3) отлича­ются малыми аберрациями (погреш­ностями изображений) в направлении, параллельном средней плоскости Э. з.

• См. лит, при ст. Электронная и ионная оптика,

В. М. Кельман, И. Б. Родникова.

ЭЛЕКТРОННЫЕ ЛИНЗЫ, устройства, предназначенные для формирования пучков эл-нов, их фокусировки и создания электронно-оптич. изобра­жений объектов (см. Электронная и ионная оптика, Электронный микро­скоп). Аналогичные устройства, в к-рых используются пучки ионов, наз. ионными линзами. В Э. л. и ионных линзах воздействие на элект­ронные (ионные) пучки осуществля­ется электрич. или магн. полями; соответственно эти линзы наз. элект­ростатическими или магнитными. Э. л. классифицируют по виду симметрии их поля и по его др. характерным признакам.

Простейшей осесимметричной электростатич. Э. л. является диафрагма с круглым отвер­стием, поле к-рой граничит с одной или с обеих сторон с однородными электрич. полями (рис. 1). В зависи­мости от распределения потенциала

Рис. 1. Диафрагма с круглым отверстием (собирающая):          1 — электрод-диафрагма;

2 — эквипотенциальные поверхности; 3 — траектории эл-нов; F — фокус линзы. Одно­родное поле примыкает к диафрагме слева. При эквипотенциалях проставлены соот­ветствующие им значения потенциалов в условных единицах, причём потенциал при­нят равным нулю там, где равна нулю ско­рость эл-нов; V=30 — потенциал элект­рода. Продольная составляющая Ez напря­жённости Е электрич. поля тормозит эл-ны, поперечная составляющая Еr их фокуси­рует.

 

она может служить собирающей или рассеивающей линзой. Если поля с обеих сторон осесимметричной элект­ростатич. Э. л. отсутствуют, т. е. к ней примыкают области пр-ва с пост. потенциалами V1 и V2, и если эти потенциалы различны, то Э. л. наз. иммерсионной (рис. 2); при одинаковых потенциалах линза носит назв. одиночной (такая линза состоит из трёх и более электродов). При прохождении эл-нов через им­мерсионную линзу их скорости из­меняются, одиночные линзы остав­ляют эти скорости неизменными. Иммерсионные   и   одиночные   линзы   — всегда собирающие.

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 2. Иммерсионные электронные линзы, состоящие из двух диафрагм (а) и двух ци­линдров (б): тонкие линии — эквипотенциали; кривые со стрелками — траектории заряженных ч-ц; V1 и V2 — потенциалы электродов.

 

В нек-рых электростатич. Э. л. одним из электродов служит катод. Такие, т. н. катодные, Э. л. ускоряют испущенные катодом эл-ны и форми­руют из них электронный пучок. Катодная Э. л., состоящая лишь из двух электродов — катода и анода, не мо­жет создать сфокусированный элект­ронный пучок; для достижения фо­кусировки в конструкцию линзы вво­дят дополнительный, т. н. фокусиру­ющий электрод (рис. 3).

 

Рис. 3. Катодная электронная линза: 1 — катод; 2 — фокусирующий электрод; 3 — анод; тонкие линии — эквипотенциали. На верхней шкале проставлены значения потенциалов (потенциал катода принят рав­ным нулю); О — одна из точек катода; за­штрихованное пространство — сечение об­ласти, занятой потоком эл-нов, испущенных точкой О.

 

Осесимметричные маг­нитные линзы выполняются в виде катушки из изолиров. проволоки, обычно заключённой в железный пан­цирь с кольцевой щелью для усиле­ния и концентрации магн. поля линзы. Для создания линз с очень малыми фо­кусными расстояния­ми необходимо макси­мально уменьшить

 

 

 

Рис. 4. Магн. линза с полюсными наконечни­ками: 1 — катушка воз­буждения; панцирь 2 служит магнитопроводом. Полюсные наконеч­ники 3 концентрируют магн. поле на неболь­шом участке вблизи оптич. оси линзы 2.

 

протяжённость фокусирующего поля; с этой целью применяются полюс­ные наконечники (рис. 4). Поле магн. линзы может возбуждаться также пост. магнитом.

Электродами цилиндриче­ских электростатических Э. л. служат обычно диафрагмы со щелью или пластины, расположенные симметрично относительно ср. пло­скости линз (рис. 5). Классификация цилиндрич. Э. л. аналогична приве­дённой для осесимметричных Э. л. (существуют линзы-диафрагмы, иммер­сионные, одиночные и катодные ци­линдрич. Э. л.; рис. 6). Цилиндри-

884

 

 

ческими могут быть и магнитные Э. л. (обычно с железным панцирем). Поля трансаксиальных электростатич. Э. л. (рис. 7) обладают симметрией вращения относительно оси (ось х на рис.), расположенной перпендикулярно к оптич. оси системы z.

Рис. 5. Электростатич. цилиндрич. линзы: а — диафрагма со щелью: б — иммерсион­ная линза, составленная из двух пар пла­стин. В области прохождения заряж. ч-ц поля линз не изменяются в направлении, параллельном щелям диафрагм или зазорам между пластинами соседних электродов.

 

Рис. 6. Сечения электродов электростатич. цилиндрич. линз плоскостью, проходящей через ось z перпендикулярно к средней плос­кости: а — цилиндрич. (щелевая) диафрагма; б — иммерсионная цилиндрич. линза; в — одиночная цилиндрич. линза; г — катодная цилиндрич. линза; V1, V2 — потенциалы со­ответствующих электродов.

 

В сечениях, параллельных средней плоскости yz такой линзы, эквипотенциальные поверхности име­ют форму окружностей или, если поле ограничено, их частей, как и сечения сферич. поверхностей обычных оптич. линз. Аберрации трансаксиальной линзы в направлении, параллельном средней плоскости, невелики.

Особый класс Э. л. образуют квадрупольные электростатич. и магн. Э. л. Их поля имеют две пло­скости симметрии, а векторы напряжённостей полей в области движения

Рис. 7. Электростатич. трансаксиальная линза с электродами в виде двух соосных цилиндров с кольцевыми щелями для про­пускания пучка ч-ц: 1 — цилиндрич. элект­роды; 2 — траектории заряж. ч-ц; V1 и V2 — потенциалы электродов. Пучок, выходящий из точки А предмета, после прохождения поля линзы становится астигматическим и образует два линейных изображения В и В'. При определённом подборе параметров линза может давать стигматическое (точка в точку) изображение.

 

заряж. ч-ц почти перпендикулярны к их скоростям (рис. 8). Такие линзы фокусируют пучок в одном направ­лении и рассеивают его в другом, перпендикулярном к первому, созда­вая линейное изображение то­чечного предмета. Применяя две установленные одна за другой квадрупольные Э. л. (дублет, рис. 9), поля к-рых повёрнуты одно по отно­шению к другому на 90° вокруг их общей оптич. оси, можно получить систему, собирающую пучок в двух взаимно перпендикулярных направле­ниях и дающую при надлежащем вы­боре параметров Э. л. стигматиче­ское изображение (точка отображается точкой).

Рис. 8. Сечения квадрупольных электроста­тич. (а) и магн. (б) электронных линз, пер­пендикулярные направлению движения пуч­ка заряж. ч-ц: 1 — электроды; 2 — силовые линии полей; 3 — магн. полюс; 4 — катуш­ка возбуждения.

Рис. 9. Дублет из двух квадрупольных электростатич. линз, поля к-рых повёрнуты вокруг оптич. оси z системы одно относитель­но другого на угол 90°.

 

Квадрупольные Э. л. могут воздействовать на пучки заряж. ч-ц со значительно большими энергиями, а в случае магнитных линз — и с большими массами, чем осесимметричные Э. л.

См. лит. при ст. Электронная и ионная оптика.

В. М. Кельман, И. В. Родникова.

ЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИЗМЫ, элект­ронно-оптические системы (соответст­венно ионные призмы — ионно-оптические), предназначенные для откло­нения пучков заряж, ч-ц или для раз­деления таких ч-ц по энергиям и массам. Э. п. получили своё назв. в рамках общей аналогии между элект­ронной и ионной оптикой и оптикой световых лучей. Среди многочисл. типов Э. п. (см. Электронная и ионная оптика) наиболее близкими анало­гами светооптич. призм явл. те Э. п., к-рые оставляют падающий на них параллельный пучок заряж. ч-ц па­раллельным и после отклонения. Про­стейшей электростатич. Э. п. такого типа явл. телескопич. система из двух цилиндрич. иммерсионных элект­ронных линз (рис. 1). Задний линей­ный фокус А В первой линзы совпа­дает с передним линейным фокусом второй. Электростатич. поле телеско­пич. системы «двумерно» (оно не из­меняется в направлении, параллель-

ном оси х на рис.) и симметрично относительно средней плоскости ху, вблизи к-рой движутся ч-цы. Парал­лельный пучок падает на телескопич. систему под углом q1 к оси у и выхо­дит под углом q2, сохраняя свою параллельность. При этом выполня­ется равенство:

sinq2/sinq1=ÖV1/ÖV2 ,

где V1 — потенциал первого участка Э. п. и пр-ва перед ним, V2 — потен­циал последнего участка призмы и пр-ва за ним. Потенциал V принят равным нулю там, где равна нулю

Рис. 1. Телеско­пич. система, со­стоящая из двух цилиндрич. иммерсионных элек­тростатич. линз: 1,2 — электроды, составляющие первую по ходу пучка цилиндрич. линзу, 2, 3 — вто­рую; линии со стрелками — про­екции траекторий заряж. ч-ц на плоскости уz и xy; АВ — линей­ный фокус.

 

скорость ч-ц. При этом условии электронно-оптич. показатель преломления nэ=ÖV. Т. о., отклонение пучка заряж. ч-ц в телескопич. системе подчиняется закону, аналогичному Снелля закону преломления в световой оптике. Для увеличения дисперсии применяют сложную Э. п., состоящую из двух телеско­пич. систем, рас­положенных под углом друг к дру­гу. Такие Э. п. служат диспергирующими элементами в электронных спектрометрах.

Рис. 2. Отклонение пучка заряж. ч-ц магн. призмой: а — вид спереди; б — вид сверху; 1 — полюса магнита призмы: 2 — пучок заряж. ч-ц; АВ — линейный фо­кус.

 

 

В .магн. Э. п. с «двумерным» полем роль цилиндрич. линз играют поля рассеяния на краях магн. полюсов. При определённом угле падения пучка на призму эти поля образуют теле­скопич. систему (рис. 2). Э. п. ши­роко применяются в бета-спектромет­рах и масс-спектрометрах. В послед­них дисперсия ионов по массе осуще­ствляется магн. Э. п., а электроста­тич. Э. п. применяются для фокуси­ровки по энергии.

•Арцимович Л. А., Лукья­нов С. Ю., Движение заряженных частиц в электрических и магнитных полях, 2 изд., М., 1978; Кельман В. М. и др., Элект­ронно-оптические элементы призменных

885

 

 

спектрометров заряженных частиц, Алма-Ата, 1979; Призменные бета-спектрометры и их применение, Вильнюс, 1971; Примене­ние призменных бета-спектрометров, Виль­нюс, 1974.

В. М. Кельман, И. В. Родникова.

ЭЛЕКТРОННЫЕ ПУЧКИ, направ­ленные потоки эл-нов, поперечные размеры к-рых обычно значительно меньше их длины. Э. п. впервые были обнаружены в газовом разряде, про­исходящем при пониженном давле­нии: наблюдались слабое голубое све­чение вдоль оси газоразрядной трубки и флуоресценция стеклянных стенок трубки, к-рые объяснялись воздей­ствием т. н. катодных лучей (опыты англ. физика У. Крукса). Дальнейшие исследования привели к открытию эл-на (англ. физик Дж. Дж. Томсон, 1897), а сами лучи были отождествлены с потоками эл-нов.

В наст. время формированием, фо­кусировкой и отклонением Э. п., а также вопросами их использования за­нимается электронная оптика (см. Электронная и ионная оптика). Для создания Э. п. служат электронные пушки, для их фокусировки — элект­ронные линзы, а для отклонения — различные отклоняющие системы (см. Электронные зеркала, Электронные призмы). Дополнительные трудности представляет фокусировка Э. п. с большой силой тока I при умеренном ускоряющем напряжении V, т. е. с большими значениями величины I/V3/2, наз. первеансом пучка. При этом существ. роль начинает играть пространственный заряд пучка, при­водящий к его размытию. Для пре­дотвращения такого размытия может применяться направленное вдоль оси пучка магн. поле либо ряд электрич. и магн. линз, расположенных на пути эл-нов.

Поскольку Э. п. представляют собой системы, движение к-рых описывается ур-ниями механики в форме Гамиль­тона, то для них справедлива Лиувилля теорема. При рассмотрении св-в Э. п. без учёта его рассеяния на остаточном газе движение каждого эл-на целе­сообразно представлять точкой в ше­стимерном фазовом пр-ве, а в каче­стве канонич. переменных, определя­ющих положение этой точки, выбрать декартовы координаты эл-на х, у, z и проекции его импульса рх, ру, pz (см. Гамильтона функция). Тогда в соответствии с теоремой Лиувилля:

dxdydzdpxdpydpz=const,

причём интегрирование ведётся по всему фазовому объёму, заполненному представляющими точками. Теорема Лиувилля во мн. случаях значительно облегчает определение поперечных раз­меров, апертуры, плотности тока и др. параметров пучка в разл. его частях, е9ли достаточно полно из­вестны его параметры в к.-л. одной

его части, напр. вблизи катода. Уг­ловой и энергетический разброс за­ряж. ч-ц пучка и взаимное смещение траекторий характеризуют т. н. эмиттансы пучка, связанные с проек­циями его фазового объёма на соот­ветствующие плоскости.

Применение Э. п. послужило ос­новой для создания целых отраслей техники: электронная микроскопия, телевидение, радиолокация, техника СВЧ, электронные ускорители и др. См. также Ионные пучки.

•  Пирс     Дж. Р., Теория и расчет элект­ронных   пучков,   пер.   с   англ.,   М.,   1956; Кельман   В.М., Явор   С. Я., Элект­ронная  оптика,   3 изд.,    Л.,   1968;     3 и н ч е н к о   Н. С., Курс лекций по электрон­ной оптике, 2 изд., Хар., 1961;   Л о у с о н Дж.,   Физика  пучков  заряженных  частиц, пер. с англ., М.,  1980.

В. М. Кельман,   И. В. Родникова.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ВЕТЕР, передача импульса упорядоченного движения (дрейфа) эл-нов проводимости в кри­сталле дефектам крист. решётки (при­месным атомам, дислокациям и др.). Э. в. объясняет нек-рые закономерно­сти электропереноса (переноса массы) в металлах и полупроводниках.

Ф и к с В. Б., Ионная проводимость в металлах и полупроводниках, М., 1969.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ЗАХВАТ, процесс, при к-ром ядро спонтанно захватывает эл-н с одной из внутр. оболочек атома (К, L и т. д.) и одновременно испу­скает электронное нейтрино. При этом заряд ядра (ат. номер) Z уменьшается на 1, а массовое число А остаётся неизменным:

AZX+e-®AZ-1Y+n~e. Э. з. также, как и др. виды бета-рас­пада, обусловлен слабыми взаи­модействиями. Поэтому вероятности в ед. времени Э. з. (соответственно периоды полураспада) по порядку ве­личины такие же, как и при b+- и b--распадах.

Образовавшуюся вакансию в элект­ронной оболочке атома заполняют эл-ны др. оболочек, в результате чего испускается один или неск. квантов характеристич. рентг. из­лучения (или соответствующий оже-электрон). Э. з. возможен, если масса (или полная энергия) ядра X превы­шает массу атома У на величину, большую энергии связи в атоме X захватываемого эл-на. Если превыше­ние больше 2mc2=1,02 МэВ (то — масса покоя эл-на), то с Э. з. начи­нает конкурировать позитронный b+-распад. Э. з. свойственен нейтронодефицитным ядрам, более лёгким, Чем стабильные (с тем же Z) или b-стабильные. Э. з. был предсказан япон. физиками X. Юкавой и С. Сакатой в 1936 и обнаружен в 1938 амер. физиком Л. Альваресом.

•  См.   лит. при ст.  Радиоактивность.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ИЗМЕРИТЕЛЬ­НЫЙ ПРИБОР, прибор,   измерит. це­пи к-рого содержат электронные (полу­проводниковые   или   ламповые)    эле­менты;   используется   для   измерений практически всех   электрич.  величин, а  также   неэлектрич.   величин,   предварительно преобразованных в элект­рические. Обладает высокой чувст­вительностью, широким частотным ди­апазоном, даёт возможность автома­тизировать измерит. процесс.

Различают аналоговые и ц и ф р о в ы е Э. и. п. (см. Цифровой электроизмерительный прибор). Боль­шинство аналоговых Э. и. п. пред­ставляет собой сочетание электрон­ной измерит. цепи, осуществляющей усиление и преобразование измеря­емой величины, с измерит. механиз­мом (обычно магнитоэлектрич. систе­мы) либо с электронно-лучевой труб­кой. Осн. данные о Э. и. п. см. в стать­ях Амперметр, Вольтметр, Выпря­мительный электроизмерительный прибор, Мост измерительный, Ом­метр, Фазометр, Осциллограф элект­ронно-лучевой и др.

Для совр. Э. и. п. характерны: рас­ширение диапазонов измерений, ин­тенсивное развитие цифровых Э. и. п., уменьшение габаритов и веса в ре­зультате применения микромодулей и интегральных схем, сращивание с вычислит. техникой, использование схемных методов повышения точности (автоматич. коррекция погрешностей, использование статистич. методов вы­деления полезного сигнала на фоне помех и др.), автоматизация измерит. процесса            (самонастраивающиеся

3.  и. п.). Технич. требования к Э. и. п. стандартизованы   в   ГОСТе 22261—76.

• Мирский Г. Я., Радиоэлектронные измерения, 3 изд., М., 1975; Полулях К. С., Электронные измерительные при­боры, М., 1966; Осипов К. Д., Па­сынков В. В., Справочник по радио­измерительным приборам, ч. 1 — Приборы для измерения тока, напряжения, мощности и параметров элементов схем, М., 1959;

ч.   2 — Приборы для  измерения  частоты  и измерительные генераторы, М., 1960; ч. 3 — Приборы для измерения формы колебаний, М.,   1959;   ч.   4 — Специальные   измеритель­ные   приборы   и   источники   питания,   М., 1959.                                    

В.   П.   Кузнецов.

ЭЛЕКТРОННЫЙ МИКРОСКОП, при­бор для наблюдения и фотографи­рования многократно (до 106 раз) увеличенного изображения объектов, в к-ром вместо световых лучей ис­пользуются пучки эл-нов, ускоренных до больших энергий (30—100 кэВ и более) в условиях глубокого ва­куума. Физ. основы электронно-оптич. приборов были заложены почти за сто лет до появления Э. м. ирл. матем. У. Р. Гамильтоном, установив­шим существование аналогии между прохождением световых лучей в оп­тически неоднородных средах и тра­екториями ч-ц в силовых полях. Целесообразность создания Э. м. стала очевидной после выдвижения в 1924 гипотезы о волнах де Бройля, а тех­нич. предпосылки были созданы нем. физиком X. Бушем, к-рый исследовал фокусирующие св—ва осесимметричных полей и разработал магн. элект­ронную линзу (1926). В 1928 нем. учёные М. Кнолль и Э. Руска при­ступили к созданию первого магн. просвечивающего Э. м. (ПЭМ) и спу­стя три года получили изображение

886

 

 

объекта, сформированное пучками эл-нов. В дальнейшем (М. фон Арденне, Германия, 1938; В. К. Зворы­кин, США, 1942) были построены первые растровые Э. м. (РЭМ), рабо­тающие по принципу сканирования (развёртывания), т. е. последователь­ного от точки к точке перемещения тонкого электронного пучка (зонда) по объекту. К сер. 1960-х гг. РЭМ достигли высокого технич. совершен­ства, и с этого времени началось их широкое применение в науч. иссле­дованиях. ПЭМ обладают самой вы­сокой разрешающей способностью (PC), превосходя по этому параметру све­товые микроскопы в неск. тысяч раз. Т. н. предел разрешения, характеризующий способность прибора отобразить раздельно мелкие, макси­мально близко расположенные детали объекта, у ПЭМ составляет 2—З Å. При благоприятных условиях можно сфотографировать отд. тяжёлые атомы. При фотографировании периодич. структур, напр. кристаллографиче­ских, удаётся реализовать разрешение менее 1 А. Столь высокие разрешения достигаются благодаря чрезвычайно малой длине волны эл-нов (см. Ди­фракция микрочастиц). Оптимальным диафрагмированием (см. Диафрагма в электронной и ионной оптике) уда­ётся снижать сферич. аберрацию объ­ектива, ухудшающую PC Э. м. Эфф. методов коррекции аберраций в Э. м. (см. Электронная и ионная оптика) не найдено. Поэтому в ПЭМ магн. электронные линзы (ЭЛ), обладающие меньшими аберрациями, полностью вытеснили электростатические. Выпу­скаемые ПЭМ можно разделить на три группы: Э. м. высокого разрешения, упрощённые ПЭМ и Э. м. с повышен­ным ускоряющим напряжением.

ПЭМ с высокой разрешающей спо­собностью (2—3 Å) — как правило, универсальные приборы многоцеле­вого назначения. С помощью допол­нит. устройств и приставок в них можно наклонять объект в разных плоскостях на большие углы к оптич.

Рис. 1. Электронный микроскоп просвечи­вающего типа (ПЭМ): 1             электронная пушка; 2 — конденсорные линзы; a — линза объектива; 4  — проекц.    линзы; 5  — световой микро­скоп,   дополнительно увеличивающий изоб­ражение,    наблюдае­мое на экране;   6 — тубус  со смотровыми окнами;  7 — высоко­вольтный кабель; 8 — вакуумная    система; 9 — пульт   управле­ния;         10 — стенд; 11    —   высоковольт­ное   питающее    уст­ройство;  12 — источ­ник питания линз.

 

оси, нагревать, охлаждать, деформи­ровать его, осуществлять рентгенов­ский структурный анализ, электронографич. исследования (см. Элект­ронография) и др. Ускоряющее эл-ны напряжение достигает 100 кВ, регу­лируется ступенеобразно и отличается высокой стабильностью: за 1—3 мин оно изменяется не более чем на 1 — 2 миллионные доли от исходного значения. Величина ус­коряющего напряжения определяет толщину объ­екта, к-рую можно «про­светить» электронным пучком. В 100-киловольтных   Э.  м.   изучают объекты толщи­ной от 10 до неск. тыс. Å.

Рис. 2. Оптич. схема ПЭМ: 1 — катод; 2 — фокусирую­щий цилиндр; 3 — анод; 4 — первый (короткофокус­ный) конденсор, создающий уменьшенное изображение источника эл-нов; 5 — вто­рой (длиннофокусный) кон­денсор, к-рый переносит уменьшенное изображение источника эл-нов на объект; 6 — объект; 7 — апертурная диафрагма; 8 — объек­тив; 9, 10, 11 — система проекц. линз; 12 — катодолюминесцентный экран.

 

Изображение типичного ПЭМ с вы­сокой PC приведено на рис. 1. В его оптич. системе (колонне) с помощью спец. вакуумной системы создаётся глубокий вакуум [давление до 10-6 мм рт. ст. (10-4 Па)]. Схема оптич. системы ПЭМ изображена на рис. 2. Пучок эл-нов, источником к-рых слу­жит накалённый катод 1, формирует­ся в электронной пушке и затем дважды фокусируется первым 4 и вторым 5 конденсорами, создаю­щими на объекте электронное «пятно» малых размеров (при регулировке диаметр пятна может меняться от 1 до 20 мкм). После прохождения сквозь объект 6 часть эл-нов рассеивается и задерживается апертурной диафраг­мой 7. Нерассеянные эл-ны проходят через отверстие диафрагмы и фоку­сируются объективом 8 в предметной плоскости промежуточной линзы. Здесь формируется первое увеличен­ное изображение. Последующие лин­зы создают второе, третье и т. д. изображения. Последняя проекци­онная линза 11 формирует изобра­жение на флуоресцирующем экране 12, который светится под воздей­ствием электронов. Увеличение Э. м. равно произведению увеличений всех линз. Степень и характер рассеяния электронов неодинаковы в различных точках объекта, т. к. толщина, плотность и хим. состав объекта меняются от точки к точке. Соответственно изменяется число эл-нов, прошедших через апертурную диафрагму, а следовательно, и плот­ность тока на изображении. Возни­кает амплитудный контраст, к-рый

преобразуется в световой контраст на экране. В случае тонких объектов превалирует фазовый контраст, вызы­ваемый изменением фаз волн де Бройля, рассеянных в объекте и интерфе­рирующих в плоскости изображения. Под экраном Э. м. расположен мага­зин с фотопластинками; при фотогра­фировании экран убирается и эл-ны воздействуют на фотоэмульсионный слой. Изображение фокусируется плав­ным изменением тока, возбуждающего магн. поле объектива. Токи др. линз регулируют для изменения увеличе­ния Э. м.

Упрощённые ПЭМ предназначены для науч. исследований, в к-рых не требуется высокая PC, а также при предварит. просмотрах объектов, в рутинных исследованиях, с учебной целью и т. п. Они более просты по кон­струкции (один конденсор и 2—3 линзы для увеличения изображения объекта), их отличают меньшее (60.— 80 кВ) ускоряющее напряжение и бо­лее низкая его стабильность. PC этих приборов — от 6 до 15 А.

ПЭМ с повышенным ускоряющим напряжением (до 200 кВ) предназна­чены для исследования более толстых объектов. Эти приборы отличаются конструкцией электронной пушки: в ней для обеспечения электрич. проч­ности и стабильности применяют вы­соковольтные ускорители с неск. сту­пенями ускорения. Магнитодвижу­щая сила линз больше, чем в 100-киловольтных ПЭМ, и сами линзы имеют увелич. габариты и вес.

Сверхвысоковольтные  Э. м.

(СВЭМ) —крупногабаритные приборы высотой от 5 до 15 м, с ускоряющим на­пряжением 0,5—0,65; 1—1,5 и 3 MB. Для них строят спец. помещения. СВЭМ предназначены для исследования объ­ектов толщиной до 1—10 мкм (104—105 Å). Эл-ны ускоряются в электро­статич. ускорителе прямого действия (см. Высоковольтный ускоритель), рас­положенном в баке, заполненном электроизоляц. газом под давлением. Ве­дутся работы по созданию СВЭМ с линейным ускорителем, в к-ром эл-ны ускоряются до энергий выше 3 МэВ. В случае толстых объектов PC СВЭМ в 10—20 раз превосходит PC 100-киловольтных ПЭМ.

Растровые электронные микроско­пы (РЭМ) с накаливаемым катодом предназначены для исследования мас­сивных объектов с разрешением, су­щественно более низким, чем у ПЭМ,— от 50 до 200 Å. Ускоряющее напряже­ние в РЭМ можно регулировать в пре­делах от 1 до 30—50 кВ. Устройство РЭМ показано на рис. 3. При помощи двух или трёх ЭЛ на поверхность образца фокусируется узкий элект­ронный зонд. Магн. отклоняющие катушки развёртывают зонд по задан­ной площади на объекте. При вз-ствии эл-нов зонда с объектом возникает

887

 

 

Рис. 3. Растровый электронный микроскоп (РЭМ): 1 — изо­лятор электронной пушки; 2 — накаливаемый V-образный катод; 3 — фокусирующий электрод; 4 — анод; 5 — конденсорные линзы; 6—диафрагма; 7—двухъярусная от­клоняющая система; 8— объектив; 9 — диафрагма; 10 — объ­ект; 11 — детектор вторичных эл-нов; 12 — крист. спектро­метр; 13 — пропорциональный счётчик; 14 — предваритель­ный усилитель; 15 —блок усиления; 16, 17 — аппаратура для регистрации рентг. излучения; 18 — блок усиления; 1» — блок регулировки увеличения; 20, 21 — блоки горизон­тальной и вертикальной развёрток; 22, 23 — электронно-лу­чевые трубки.

 

несколько видов излуче­ний (рис. 4) — вторичные и отражённые эл-ны; эл-ны, прошедшие сквозь объект (если он тонкий); рентге­новское излучение (тормоз­ное и характеристическое); световое излучение и т. д. Любое из этих излучений может регистрироваться со­ответствующим детектором, преобразующим излучение в электрич. сигналы, к-рые после усиления подаются на электронно-лучевую трубку (ЭЛТ) и модули­руют её пучок. Развёртка пучка ЭЛТ производится синхронно с раз­вёрткой электронного зонда в РЭМ, и на экране ЭЛТ наблюдается увелич. изображение объекта (увеличение равно отношению высоты кадра на экране ЭЛТ к ширине сканируемой поверхности объекта). Фотографи­руют изображение непосредственно

Рис. 4. Схема регист­рации информации об объекте, получаемой в РЭМ: 1 — первичный пучок эл-нов; 2 — де­тектор вторичных эл-нов;          3 — детектор рентг. излучения; 4 — детектор отражённых эл-нов; 5 — детектор светового излучения; 6 — детектор прошед­ших эл-нов; 7 — при­бор для измерения на­ведённого на объекте электрич. потенциала; 8 — прибор для реги­страции тока прошед­ших через объект эл-нов; 9 — прибор для регистрации тока по­глощённых в объекте эл-нов.

 

с экрана ЭЛТ. Осн. достоинством РЭМ явл. высокая информативность прибора, обусловленная возмож­ностью наблюдать изображение, используя сигналы разл. детекторов. С помощью РЭМ можно исследовать микрорельеф, распределение хим. со­става по объекту, р n-переходы, производить рентг. структурный ана­лиз и мн. др. РЭМ применяется и в технологич. процессах (контроль де­фектов микросхем и пр.).

Высокая для РЭМ PC  реализуется при    формировании    изображения    с

использованием вторичных эл-нов. Она находится в обратной зависимости от диаметра зоны, из к-рой эти эл-ны эмитируются. Размер зоны зависит от диаметра зонда, св-в объекта, ско­рости эл-нов первичного пучка и т. п. При большой глубине проникновения первичных эл-нов вторичные процессы, развивающиеся во всех направлениях,

увеличивают диаметр зоны и PC па­дает. Детектор вторичных эл-нов со­стоит из фотоэлектронного умножи­теля (ФЭУ) и электронно-фотонного преобразователя, осн. элементом к-ро­го явл. сцинтиллятор. Число вспышек сцинтиллятора пропорционально чис­лу вторичных эл-нов, выбитых в дан­ной точке объекта. После усиления в ФЭУ и в видеоусилителе сигнал мо­дулирует пучок ЭЛТ. Величина сиг­нала зависит от топографии образца, наличия локальных электрич. и магн. микрополей, величины коэфф. вто­ричной электронной эмиссии, к-рый, в свою очередь, зависит от хим. со­става образца в данной точке.

Отражённые эл-ны улавливаются полупроводниковым (кремниевым) де­тектором. Контраст изображения обус­ловлен зависимостью коэфф. отраже­ния от угла падения первичного пучка и ат. номера элемента. Разрешение в изображении, получаемом «в отражён­ных эл-нах», ниже, чем в получаемом с помощью вторичных эл-нов (иногда на порядок величины). Из-за прямоли­нейности полёта эл-нов к коллектору информация об отд. участках, от к-рых нет прямого пути к коллектору, теряется (возникают тени).

Рентг. характеристич. излучение вы­деляется или рентг. крист. спектро­метром (см. Спектральная аппаратура рентгеновская], или энергодис­персным датчиком — ПП де­тектором (обычно из чистого кремния, легированного Li). В первом случае рентг. кванты после отражения кри­сталлом спектрометра регистрируют­ся газовым пропорциональным счёт­чиком, а во втором — сигнал, снима­емый с ПП пластины, усиливается малошумящей системой усиления. Сиг­нал модулирует пучок ЭЛТ, и на экране возникает картина распреде­ления того или иного хим. элемента по поверхности объекта. На РЭМ производят локальный рентг. коли­честв. анализ: регистрируют число импульсов рентг. квантов от участка, на к-ром остановлен зонд, и сравни­вают это число с эталонным (см. Спект­ральный анализ рентгеновский). Энер­годисперсный датчик регистрирует все элементы от Na до U при высокой чув­ствительности. Крист. спектрометр с набором кристаллов с разл. меж­плоскостными расстояниями (см. Брэг­га Вульфа условие) может иденти­фицировать элементы от Be до U. Существ. недостаток РЭМ — большая длительность процесса «снятия» ин­формации при исследовании объектов. Сравнительно высокую PC можно по­лучить, используя электронный зонд достаточно малого диаметра. Но при этом уменьшается сила тока зонда, вследствие чего резко возрастает влия­ние дробового эффекта, снижающего отношение полезного сигнала к шуму. Чтобы отношение сигнал/шум не па­дало ниже заданного уровня, необхо­димо замедлить скорость сканирова­ния для накопления в каждой точке объекта достаточно большого числа первичных эл-нов (и соответств. кол-ва вторичных). В результате высокая PC реализуется лишь при малых скоро­стях развёртки. Иногда один кадр формируется в течение 10—15 мин. РЭМ с автоэмиссионной пушкой обладают высокой для РЭМ PC (до 30 А). В автоэмиссионной пушке (как и в электронном проекторе) использу­ется катод в форме острия, у вершины к-рого возникает сильное электрич. поле, вырывающее эл-ны из катода (см. Автоэлектронная эмиссия). Элект­ронная яркость пушки с автоэмис­сионным катодом в 103—104 раз выше, чем яркость пушки с накалённым

888

 

 

 

катодом. Соответственно увеличива­ется ток электронного зонда. Поэтому в РЭМ с автоэмиссионной пушкой осуществляют быстрые развёртки, а диаметр зонда уменьшают для повы­шения PC. Однако автоэмиссионный катод работает устойчиво лишь при сверхвысоком вакууме (10-7—10-9 Па), что усложняет конструкцию таких РЭМ.

Просвечивающие растровые Э. м. (ПРЭМ) обладают столь же высокой PC, как и ПЭМ. В этих приборах применяются автоэмиссионные пушки, обеспечивающие достаточно большой ток в зонде малого диаметра (2—3 Å). Диаметр зонда уменьшают две магн. линзы (рис. 5). Ниже объекта распо­ложены детекторы — центральный и кольцевой. На первый попадают нерас­сеянные эл-ны, и после преобразова­ния и усиления соответств. сигналов на экране ЭЛТ появляется т. н. светлопольное изображение. На кольце­вом детекторе собираются рассеянные эл-ны, создающие т. н. темнопольное изображение. В ПРЭМ можно ис­следовать более толстые объекты, чем в ПЭМ, т. к. возрастание числа не­упруго рассеянных эл-нов с толщиной

 

Рис. 5. Принци­пиальная схема просвечивающего растрового элект­ронного микро­скопа (ПРЭМ): 1— автозмиссионный катод; 2 — промежуточный анод; 3 — анод; 4 — отклоняющая Система    для  юс­тировки      пучка; 5       -   диафрагма «осветителя»;     6, 8  — отклоняющие системы   для раз­вёртки   электрон­ного  зонда;   7 — магн.    длиннофо­кусная       линза; 9   —   апертурная диафрагма;  10 — магн.      объектив; 11 — объект;    12, 14   —   отклоняю­щие системы; 13 — кольцевой коллектор рас­сеянных эл-нов;  15 — коллектор нерассеян­ных  эл-нов;   1в — магн.  спектрометр;  17 — отклоняющая  система  для  отбора  эл-нов  с разл.   потерями энергии;   18 — щель  спект­рометра; 19 — коллектор;    ВЭ — вторичные эл-ны;   hn — рентг.  излучение.

 

не влияет на разрешение (после объ­екта оптика в ПРЭМ отсутствует). С помощью анализатора энергии эл-ны, прошедшие сквозь объект, разделя­ются на упруго и неупруго рассеян­ные пучки. Каждый пучок попадает на свой детектор, и на ЭЛТ наблюда­ется соответств. изображение, содер­жащее дополнит. информацию о рас­сеивающих свойствах объекта. Вы­сокое разрешение в ПРЭМ дости­гается при медленных развёртках, т. к. в зонде диаметром всего 2—3 Å ток получается слишком малым.

Э. м. для аналитических исследо­ваний. Сочетание в одном приборе принципов формирования изображения с неподвижным пучком (как в ПЭМ) и сканирования тонкого зонда по объекту позволило реализовать в таком Э. м. преимущества ПЭМ, РЭМ и ПРЭМ и обеспечить проведение ши­рокого круга аналитич. исследований. В наст. время во многих ПЭМ преду­смотрена возможность наблюдения объ­ектов в растровом режиме (с помощью конденсорных линз и объектива, со­здающих уменьшенное изображение источника эл-нов, к-рое сканируется по объекту отклоняющими системами). Кроме изображения с неподвижным пучком на экране Э. м., получают раст­ровые изображения на экранах ЭЛТ с использованием прошедших и вто­ричных эл-нов, характеристич. рентг. спектры и т. д. Оптич. система такого ПЭМ, расположенная после объекта, даёт возможность работать в режи­мах, неосуществимых в других при­борах.

Эмиссионные Э. м. создают изоб­ражение объекта эл-нами, к-рые эми­тирует сам объект при нагревании, бомбардировке первичным пучком эл-нов, освещении и при наложении сильного электрич. поля, вырываю­щего эл-ны из объекта. Эти приборы обычно имеют узкое целевое назна­чение.

Зеркальные Э. м. служат гл. обр. для визуализации электростатич. «по­тенциального рельефа» и магн. микрополей на поверхности объекта. Осн. электронно-оптич. элементом прибора явл. электронное зеркало, причём од­ним из электродов служит сам объ­ект, к-рый находится под небольшим отрицат. потенциалом относительно катода пушки. Электронный пучок направляется в зеркало и отражается полем в непосредств. близости от поверхности объекта. Зеркало фор­мирует на экране изображение «в отражённых пучках». Микрополя воз­ле поверхности объекта перераспреде­ляют эл-ны отражённых пучков, со­здавая контраст на изображении, ви­зуализирующий эти микрополя.

Перспективы развития Э. м. По­вышение PC в изображениях непериодич. объектов до 1 Å и более позволит регистрировать не только тяжёлые, но и лёгкие атомы и визуализировать органич. мир на атомарном уровне. Для создания Э. м. с подобным разре­шением повышают ускоряющее напря­жение, разрабатывают ЭЛ с малыми аберрациями, в частности криоген­ные линзы, в к-рых используется эф­фект сверхпроводимости при низких темп-рах, разрабатывают методы ис­правления аберраций ЭЛ и т. д. Ис­следование механизма формирования частотно-контрастных характеристик изображения в Э. м. привело к раз­работке методов улучшения и рекон­струкции изображения, к-рые осу­ществляются аналогично тому, как это делается в световой оптике, где подобные методы основаны на фурье-преобразованиях, а соответств. рас­чёты производятся на ЭВМ.

Electron microscopy, 1978. Papers press 9-th international congress on electron mic­roscopy held in Toronto, v. 1—3, Toronto, 1978; Стоянов П. А. [и др.], Элект­ронный микроскоп предельного разрешения ЭМВ-100Л, «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1970, т. 34, № 7; Xокс П., Электронная оптика и электронная микроскопия, пер. с англ., М., 1974; Деркач В. П., Кияшко Г. Ф., Кухарчук М. С., Электроннозондовые устройства, К., 1974; Стоянова И. Г., Анаскин И. Ф., Физические основы методов просвечивающей электронной микроскопии, М., 1972; Прак­тическая растровая электронная микроско­пия, под ред. Д. Гоулдстейна и X. Яковица, пер. с англ., М., 1978.        

П. А. Стоянов.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ПАРАМАГНИТ­НЫЙ РЕЗОНАНС (ЭПР), резонансное поглощение эл.-магн. энергии в-вами, содержащими парамагн. ч-цы. ЭПР — один из методов радиоспектроско­пии, наблюдается обычно в сантимет­ровом и миллиметровом диапазонах длин волн l (30—2 мм) и явл. частным случаем магнитного резонанса. ЭПР открыл Е. К. Завойский в 1944. Объектами наблюдения являются: а) атомы и молекулы с нечётным чис­лом эл-нов (напр., атомы азота, водо­рода, молекулы NO); б) свободные ра­дикалы хим. соединений с неспарен­ными эл-нами (напр., СН3); в) ионы с частично заполненными внутр. обо­лочками (напр., ионы переходных элементов); г) центры окраски в кристаллах; д) электроны проводи­мости в металлах и полупроводниках. В постоянном магн. поле Н уровни энергии парамагн. ч-цы, напр. атома со спином 5 и магн. моментом m, за счёт пространств. квантования рас­щепляются на 2S+1 магн. подуров­ня, различающихся по энергии на величину Dξ = 2mH (см. Зеемана эффект; рис. 1).

Рис. 1. Простран­ственное кванто­вание спинов S в магн. поле H и расщепление энер­гетич. уровней: а — свободного электрона; б — па­рамагн. ч-ц с неск. электронами со спином S=1; в — со спином  S= 5/2.

 

 

В простейшем случае свободного эл-на (рис. 1, a) S = 1/2, магн. момент m=gSbMS, где gS=2,0023 (g-фактор свободного эл-на), b — магнетон Бора, MS1/2 (магн. квантовое число). В поле H энергия ξ эл-на может прини­мать два значения: ξ1=-1/2gSbH и

1

ξ2=+1/2gSbH. Переходы между магн. подуровнями возможны, когда квант эл.-магн. энергии ћw (w — частота) равен разности энергии Dξ между ними:

889

 

 

ћw =Dξ=gSbH.              (1)

Переход эл-на с одного подуровня на другой происходит с одновременным изменением направления спина: DMS=±1. При переходе с нижнего уровня на верхний энергия поглощается, а при обратном переходе излучается (рис. 2). Вероятность этих процессов одинакова, но т. к. в условиях термо­динамич. равновесия, согласно Больцмана распределению, населённость нижнего уровня N1 больше, чем верх­него N2, то энергия поглощается.

Рис. 2.При ћw=Dξ происходит   погло­щение  энергии  пе­ременного электромагн. поля.

 

Если к.-л. образом создать инверсию населённостей N2>N1, то под дей­ствием эл.-магн. поля система будет излучать энергию. Этот принцип по­ложен в основу работы квантовых генераторов (см. Квантовая электро­ника).

Для ч-ц, содержащих неск. эл-нов, S может принимать любое кратное 1/2 значение (рис. 1, б, в), а энергия уровней ξ=gbMSH, где MS может иметь (2S+1) значений: S, S-1,. . ., -(S-1),-S. Величина g-фактора определяется суммарным значением спинового и орбитального моментов количества движения электрона и мо­жет в неск. раз отличаться от gS. Между уровнями, отличающимися по MS на величину DMS=±1, возможны магн. дипольные переходы, и условие резонанса будет по-прежнему описы­ваться формулой (1).

Вз-ствие эл-нов с электрич. внутрикристаллическим полем приводит для S³1 к расщеплению уровней

Рис. 3. а — тонкая структура спектра ЭПР; б — сверхтонкая структура спектра ЭПР.

 

энергии с разными значениями │МS│ и без поля (при H=Q). В результате этого в спектре ЭПР появляется неск. линий поглощения (тонкая структура; рис. 3, а). Вз-ствие эл-нов с магн. моментом ядра парамагн. атома при-

водит к появлению в спектре ЭПР сверхтонкой структуры. Если спин ядра I, то количество сверх­тонких компонент равно 2I+1, что соответствует условию перехода DМI=0 (MI — ядерное магн. квант. число; рис. 3, б). Вз-ствие эл-нов парамагн. ч-цы с магн. моментами ядер окружающих ионов также расщепляет линию ЭПР (суперсверхтонкая структура). Изучение сверхтонкой и суперсверхтонкой структур даёт возможность опре­делить место нахождения неспарен­ных эл-нов.

Ширина линии. Релаксац. про­цессы, восстанавливающие равнове­сие в системе электронных спинов, нарушенное в результате поглощения эл.-магн. энергии, характеризуются временами релаксации Т1 и T2. Ши­рина линии ЭПР Dw связана с ними соотношением:

Dw=1/T1+1/T2                  (2)

Время T2, наз. временем спин-спиновой релаксации, характеризует скорость восстановле­ния равновесия в спиновой системе и от темп-ры практически не зависит. Время спин-решёточной релаксации Т1 характеризует ско­рость восстановления равновесия меж­ду спиновой системой и решёткой; T1 определяется вз-ствием магн. мо­ментов ч-ц с колебаниями кристалли­ческой решётки. Т. к. при понижении темп-ры амплитуда тепловых колеба­ний уменьшается, то при этом так­же уменьшается и спин-решёточное вз-ствие. Для ионов переходных ме­таллов с большим вкладом орбиталь­ного момента, определяющего величи­ну спин-решёточного вз-ствия, линию ЭПР удаётся наблюдать только при низких темп-рах. В сильных пере­менных эл.-магн. полях (10-3—1 Вт) релаксац. процессы не в состоянии восстановить равновесное распреде­ление, и населённость уровней вырав­нивается (насыщение). Наблю­дающееся при этом уменьшение по­глощения используется для измере­ния времён парамагн. релаксации.

Экспериментальные методы. Для измерения ЭПР используют радио­спектрометры (спектрометры ЭПР), в к-рых при постоянной частоте и мед­ленном изменении магн. поля Н ре­гистрируется изменение поглощае­мой в образце мощности (рис. 4). В ЭПР прямого усиления высоко­частотные колебания от клистрона по волноводному тракту подаются в объёмный резонатор (размером ~l), помещённый между полюсами элек­тромагнита. Прошедшие через резо­натор или отражённые от него эл.-магн. волны попадают на детектор. Изменение поглощаемой в образце мощности регистрируется по измене­нию тока детектора. Для повышения чувствительности поле Я модулируют с частотой W~30 Гц—1 МГц (см. Модуляция колебаний). При наличии в образце поглощения ток детектора также оказывается промодулированным, что позволяет использовать для усиления сигнала узкополосные уси­лители и наблюдать сигнал на экране осциллографа. В супергетеродинных спектрометрах ЭПР на детектор пода­ётся мощность от дополнит. клистрона (др. частоты). В этом случае сигнал с детектора усиливается на разностной частоте основного и дополнит. кли­стронов.

Рис.  4. Схема спектрометра ЭПР.

 

Наиболее хорошо изучены спектры ЭПР ионов переходных металлов. Для того чтобы устранить уширение линии, обусловленное дипольным вз-ствием с соседними парамагн. ионами, изме­рения проводят на монокристаллах, являющихся диамагн. диэлектри­ками, куда в качестве примесей (0,001%—0,1%) вводят парамагн. ионы. Симметрия внутрикрист. поля определяет симметрию g-фактора и констант тонкого и сверхтонкого вз-ствия, а его напряжённость — их величину.

Применение. По спектрам ЭПР можно определить валентность па­рамагн. иона, симметрию его окруже­ния, что в сочетании с данными рент­геновского структурного анализа даёт возможность определить положение парамагн. иона в крист. решётке. Зна­ние энергетич. уровней парамагн. иона позволяет сравнивать результаты ЭПР с данными оптич. спектров и вычислять магн. восприимчивости па­рамагнетиков.

Метод ЭПР позволяет определять природу и локализацию дефектов ре­шётки, напр. центров окраски. В ме­таллах и полупроводниках возможен также ЭПР, связанный с изменением ориентации спинов эл-нов проводи­мости. Метод ЭПР широко применяет­ся в химии и Оиологии, где в процес­се хим. реакций или под действием ионизирующего излучения могут об­разовываться молекулы с незапол­ненной хим. связью — свободные ра­дикалы. Их g-фактор обычно близок к gS, а ширина линии ЭПР Dw мала. Из-за этих качеств один из наиболее устойчивых свободных радикалов (a-дифенил-b-пикрилгидразил),  у к-рого g=2,0036, используется как стандарт при измерениях ЭПР. В биологии методом ЭПР изучаются ферменты, свободные радикалы в биол. системах и металлоорганич. соеди­нениях.

890

 

 

 

• Альтшулер С. А., Козырев Б. М., Электронный парамагнитный резо­нанс соединений элементов промежуточных групп, 2 изд., М., 1972; А б р а г а м А., Б л и н и Б., Электронный парамагнитный резонанс переходных ионов, пер. с англ., т. 1—2, М., 1972—73; П е й к Д. Э., Пара­магнитный резонанс, пер. с англ., М., 1965; Эткинс П., Саймонс М., Спектры ЭПР и строение неорганических радикалов, пер. с англ., М., 1970; Ингрэм Д., Электронный парамагнитный резонанс в био­логии, пер. с англ., М., 1972; Людвиг Дж., В у д б е р и Г., Электронный спи­новый резонанс в полупроводниках, пер. с англ., М., 1964.          

В. Ф. Мещеряков.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ПАРАМАГНИТ­НЫЙ РЕЗОНАНС акустический, см. Акустический парамагнитный резонанс.

ЭЛЕКТРОННЫЙ ПРОЕКТОР, авто­электронный микроскоп, безлинзовый электронно-оптич. прибор для полу­чения увеличенного в 105—106 раз изображения поверхности тв. тела. Э. п. был изобретён в 1936 нем. физи­ком Э. Мюллером. Осн. части Э. п.: катод в виде проволочки с точечным эмиттером на конце, радиус кривизны к-рого r~10-7—10-8 м; стеклянная сферич. или конусообразная колба, дно к-рой покрыто слоем люминофора; анод в виде проводящего слоя на стен­ках колбы или проволочного кольца, окружающего катод. Из колбы отка­чивается воздух (остаточное давле­ние ~10-9—10-11 мм рт. ст.). Когда на анод подают положит. напряжение в неск. тыс. В относительно располо­женного в центре колбы катода, на­пряжённость электрич. поля в не­посредств. близости от точечного эмит­тера (острия) достигает 107—108 В/см. Это обеспечивает интенсивную авто­электронную эмиссию. При обычной форме катода эл-ны эмитировались преим. с мест локального увеличения напряжённости поля над небольши­ми неровностями и выступами поверх­ности эмиттера. Применение точеч­ных эмиттеров, сглаженных поверх­ностной миграцией атомов металла при повышенных темп-рах в хорошем вакууме, позволило получить устой­чивые токи.

Эмитированные эл-ны, ускоряясь в радиальных (относительно острия) направлениях, бомбардируют экран, вызывая свечение люминофора, и создают на экране увеличенное конт­растное изображение поверхности катода, отражающее её крист. струк­туру (рис. 2, а к ст. Ионный проектор). Контраст автоэлектронного изображе­ния определяется плотностью эмис­сионного тока, к-рая зависит от ло­кальной работы выхода, изменяющей­ся в зависимости от кристаллогра­фич. строения поверхности эмиттера и от величины поля у поверхности эмиттера. Увеличение в Э. п. равно от­ношению R/br, где R — расстояние катод — экран, b — константа, за­висящая от геометрии трубки. Раз­решающую способность Э. п. огра­ничивают наличие тангенциальных составляющих скоростей автоэлектро­нов у кончика острия и (в меньшей степени) явление дифракции эл-нов. Предел разрешения Э. п. составляет

(2—3) •10-7 см, т. е. он не спосо­бен разрешать детали на атомарном уровне.

Э. п. применяются для изучения автоэлектронной эмиссии металлов и полупроводников, для определения работы выхода с разных граней моно­кристалла и пр. Для наблюдения фа­зовых превращений, изучения ад­сорбции атомов разл. в-в на металлич. или полупроводниковой поверхности и т. д. Э. п. используют весьма огра­ниченно, т. к. намного большие воз­можности в этих отношениях даёт применение ионного проектора.

ЭЛЕКТРОНОГРАФ, прибор для ис­следования ат. строения тв. тел и газовых молекул методами электро­нографии. Э.— вакуумный прибор, схема той его части, где форми­руется электронный пучок, близка к схеме электронного микроскопа. В колонне, осн. узле Э., эл-ны, ис­пускаемые раскалённой вольфрамо­вой нитью, разгоняются высоким на­пряжением (от 30 кВ и выше — быстрые эл-ны и до 1 кВ — медленные эл-ны). С помощью диафрагм и магн. линз формируется узкий электронный пу­чок, направляемый на исследуемый образец, находящийся в спец. камере объектов и установленный на спец. столике. Рассеянные эл-ны попадают в фотокамеру, и на фотопластинке (или экране) создаётся дифракц. изображе­ние (электронограмма). Зависимость интенсивности рассеянных эл-нов от угла рассеяния может измеряться с помощью электронных приборов. Э. снабжают разл. устройствами для нагревания, охлаждения, испарения образца, его деформации и т. д.

Э. включает также систему вакуумирования и блок электропитания, содержащий источники накала като­да, высокого напряжения, питания эл.-магн. линз и разл. устройств ка­меры объектов. Питающее устройство обеспечивает изменение ускоряющего потенциала по ступеням (напр., в Э. «ЭР-100» 4 ступени: 25, 50, 75 и 100 кВ). Разрешающая способность Э. составляет тысячные доли А и за­висит от энергии эл-нов, сечения элек­тронного пучка и расстояния от об­разца до экрана, к-рое в совр. Э. мо­жет изменяться в пределах 200— 600 мм. Управление совр. Э., как пра­вило, автоматизировано.

Р.   М.   Имамов.

ЭЛЕКТРОНОГРАФИЯ, метод изу­чения структуры в-ва, основанный на исследовании рассеяния образцом ускоренных эл-нов. Применяется для изучения ат. структуры кристаллов, аморфных тел и жидкостей, молекул газов и паров. Физ. основа Э.— ди­фракция эл-нов (см. Дифракция микро­частиц); при прохождении через в-во эл-ны, обладающие волновыми св-вами (см. Корпускулярно-волновой дуа­лизм), взаимодействуют с атомами, в результате чего образуются дифраги­рованные пучки, интенсивность и расположение к-рых связаны с ат.

структурой образца и др. структур­ными параметрами. Рассеяние эл-нов определяется электростатич. потен­циалом атомов, максимумы к-рого отвечают положениям ат. ядер.

В электронографах и электронных микроскопах формируется узкий све­тосильный пучок ускоренных эл-нов. Он направляется на объект и рассеи­вается им, дифракционная картина (электронограмма) либо фо­тографируется, либо регистрируется электронным устройством. Осн. ва­риантами метода явл. дифракция быстрых эл-нов (ускоряющее на­пряжение от 30—50 кВ и более) и дифракция медленных эл-нов (от неск. В до немногих сотен В).

Э. наряду с рентгеновским струк­турным анализом и нейтронографи­ей принадлежит к дифракц. методам структурного анализа. Сильное вз-ствие эл-нов с в-вом ограничивает толщину просвечиваемых образцов де­сятыми долями мкм (при напряжении 1000—2000 кВ макс. допустимая толщина неск. мкм). Поэтому мето­дами Э. изучают ат. структуру мелкокрист. в-в и монокристаллов значи­тельно меньших размеров, чем в рент­генографии и нейтронографии.

Вид электронограмм при дифракции быстрых эл-нов зависит от хар-ра исследуемых объектов. Электронограммы от плёнок, состоящих из кри­сталликов, обладающих взаимной ориентацией, или тонких монокрист.

Рис.  1. Электронограмма,     полученная     от текстуры.

 

пластинок образованы точками или пятнами (рефлексами) с правильным расположением, от текстур — дугами (рис. 1), от поликрист. образцов — равномерно зачернёнными окружно­стями (аналогично дебаеграммам), а при съёмке на движущуюся фотоплас­тинку — параллельными линиями. Эти типы электронограмм получаются в результате упругого, преим. одно­кратного, рассеяния (без обмена энер­гией с кристаллом). При многократном неупругом рассеянии возникают вто­ричные дифракц. картины от дифраги­рованных пучков (кикучи-электронограммы, рис. 2). Электронограммы от молекул газа содержат небольшое число диффузных ореолов.

В основе определения элем. крист. ячейки   и   симметрии   кристалла   ле-

891

 

 

 

жит измерение расположения реф­лексов на электронограммах. Меж­плоскостное расстояние d=Ll/r, где L — расстояние от образца до фото­пластинки, К — длина волны де Бройля эл-на, определяемая его энергией, r — расстояние от рефлекса до цент­рального пятна на электронограмме. Методы расчёта ат. структуры кри­сталлов в Э. близки к применяемым

Рис. 2. Кикучи-электронограмма, получен­ная методом «на отражение» (симметрично расположены тёмные и светлые кикучи-линии).

 

в рентг. структурном анализе. Так, ф-ла для распределения электростатич. потенциала j(х, у, z) аналогична ф-ле для распределения электронной плот­ности r(х, у, z) [ф-ла (2) в ст. Рентге­новский структурный анализ}. Рас­чёт значений j(x, у, z), обычно прово­димый на ЭВМ, позволяет установить координаты х, у, z атомов, расстоя­ния между ними и т. д. (рис. 3).

Методами Э. были определены мн. ат. структуры, уточнены и дополне­ны рентгеноструктурные данные для

Рис. 3. Электрич. потенциал молекулы дикетопиразина в крист. структуре, получен­ный трёхмерным фурье-синтезом: а и b — оси симметрии молекулы. Сгущение линий соответствует положениям атомов.

большого числа в-в, в т. ч. мн. цеп­ных и циклич. углеводородов, в к-рых впервые были локализованы атомы водорода, нитридов переходных метал­лов (Fe, Cr,Ni, W), обширного класса оксидов Nb, V, Та с локализацией ато­мов N и О, а также 2- и 3-компонентных полупроводниковых соединений, глинистых минералов и слоистых структур. При помощи Э. изучают и

структуру дефектных кристаллов. В комплексе с электронной микроско­пией Э. позволяет изучать фазовый состав и степень совершенства струк­туры тонких крист. плёнок, используе­мых в разл. областях совр. техники. Для процессов эпитаксии существен­ным явл. контроль степени совер­шенства поверхности подложки до на­несения плёнок, к-рый выполняется с помощью кикучи-электронограмм: даже незначит. нарушения её струк­туры приводят к размытию кикучи-линий.

На электронограммах, получаемых от молекул газов, а также паров окси­дов, галогенидов и др. соединений, ди­фракц. пучки образуют диффузные кольцевые ореолы, диаметры и ин­тенсивность к-рых определяются рас­положением атомов в молекуле и ди­фракц, хар-ками атомов (их ат. ампли­тудами упругого и неупругого рас­сеяния). Методы газовой Э. позволя­ют определять структуры молекул с числом атомов до 10—20, а также ха­рактер их тепловых колебаний в ши­роком интервале темп-р. Аналогич­ным методом проводят анализ ат. структуры ближнего порядка (см. Дальний и ближний порядок) в аморф­ных телах, стёклах, жидкостях.

При использовании медленных эл-нов, к-рые вследствие малости энер­гии проникают лишь в самые верх. слои кристалла, их дифракция даёт сведения о структуре «двумерной» ре­шётки как атомов самого кристалла у его поверхности, так и адсорбирован­ных кристаллом атомов газов. При дифракции медленных эл-нов может также происходить оже-эффект и др. явления, возникающие вследствие сильного вз-ствия медленных эл-нов с атомами. Применение этого метода целесообразно в сочетании с масс-спектроскопией и оже-спектроскопией. Эти исследования позволяют изу­чать явления адсорбции, самые на­чальные стадии кристаллизации и др.

•Пинскер 3. Г., Дифракция электро­нов, М.— Л., 1949; Вайнштейн Б. К., Структурная электронография, М., 1956; Звягин Б.Б., Электронография и струк­турная кристаллография глинистых мине­ралов, М., 1964.                  

З. Г. Пинскер.

ЭЛЕКТРОН-ФОНОННОЕ ВЗАИМО­ДЕЙСТВИЕ, взаимодействие носите­лей заряда в тв. телах с колебаниями кристаллической решётки — фоно­нами. При распространении колеба­ний в решётке происходит изменение её периода, что приводит к локаль­ному изменению энергии носителей. Помимо этого деформац. механизма Э.-ф. в. возможны и другие. Так, в ионных кристаллах колебания ре­шётки сопровождаются появлением у элементарной ячейки кристалла пере­менного дипольного электрич. момен­та, влияющего на поведение носите­лей. В металлах имеет место плазмен­ный механизм, обусловленный электродинамич. вз-ствием эл-нов и ионов. В пьезоэлектриках деформация решёт­ки сопровождается возникновением

электрич. поля, что даёт дополнит. вклад в Э.-ф. в., к-рый в нек-рых слу­чаях (напр., в области низких час­тот) может быть доминирующим. В кристаллах с большим значением диэлектрич. проницаемости e су­щественный вклад в Э.-ф. в. вносит электрострикция.

Э.-ф. в. обусловливает ряд специ­фич. явлений в тв. телах: 1) движе­ние эл-нов в кристалле сопровожда­ется движением поля деформации (см. Полярон}; 2) эл-ны, испуская и по­глощая фононы, переходят из одного состояния в другое; 3) в нек-рых осо­бых случаях Э.-ф. в. приводит к по­явлению сверхпроводимости и др. Частный случай Э.-ф. в.— акустоэлектронное взаимодействие.

• П а й н с Д., Элементарные возбуждения в твердых телах, пер. с англ., М., 1965; Силин В. П., Рухадзе А. А., Электро­магнитные свойства плазмы и плазмоподобных сред, М., 1961. См. также лит. при ст. Полупроводники.                 

Э. М. Эпштейн.

ЭЛЕКТРОНЫ ПРОВОДИМОСТИ, электроны металлов и полупроводни­ков, упорядоченное движение к-рых обусловливает электропроводность. В конденсиров. средах часть эл-нов (как правило, валентные) отрывается от своих атомов (делокализируется). Области разрешённых значений энер­гии— разрешённые зоны — делокализов. эл-на чередуются с запрещённы­ми зонами. Э. п.— эл-ны частично за­полненных разрешённых зон (зон про­водимости; см. Твёрдое тело). В полу­проводниках Э. п. появляются только при нек-ром возбуждении (достаточ­но высокой темп-ре, освещении, внед­рении примесей и т. п.). В металлах Э. п. есть всегда; при Т=0 К они за­нимают все состояния с энергией, меньшей Ферми энергии. В кристалле состояние Э. п. напоминает состояние свободного эл-на. В частности, оно характеризуется определ. квазиим­пульсом р, аналогичным импульсу свободного эл-на. Внутри разрешён­ной зоны энергия В эл-на в кристал­ле — сложная периодич. ф-ция р.

Св-ва Э. п. удобно описывать в тер­минах кинетич. теории газов. В ПП, когда Э. п. относительно мало, газ Э. п. хорошо описывается Больцмана статистикой. В металлах Э. п. об­разуют вырожденный ферми-газ при всех темп-рах (см. Вырожденный газ). Для описания вз-ствий между Э. п. используют теорию ферми-жидкости.

• См. лит. при ст. Твёрдое тело.

Э.    М.   Эпштейн.

ЭЛЕКТРООПТИКА, раздел оптики, в к-ром изучаются изменения оптич. свойств среды под действием элек­трич. поля и вызванные этими изме­нениями особенности вз-ствия опти­ческого излучения (света) со средой, помещённой в поле. Наложение элек­трич. поля на свободные атомы или др. квантованные системы приводит к снятию вырождения и расщеплению энергетических уровней, пропорцио­нальному квадрату напряжённости поля или (в более сильных полях) его первой степени. В результате это-

892

 

 

 

то линии испускания и поглощения распадаются на ряд компонент, отли­чающихся не только частотой, но и поляризацией (см. Штарка эффект); несовпадение поглощений для разл. поляризаций света приводит к наве­дённому полем дихроизму. Кроме того, поскольку каждой линии поглощения соответствует своя дисперсионная кри­вая, несовпадение последних для разл. поляризаций света связано с анизо­тропией электронной поляризуемос­ти и проявляется в малоинерционном (10-13—10-14 с) наведённом элек­трич. полем двулучепреломлении сре­ды (электрический Керра эффект, Поккельса эффект).

Другой механизм влияния электрич. поля на оптич. свойства в-ва связан с определённой ориентацией в поле молекул, обладающих постоянным дипольным моментом, или анизотропи­ей поляризуемости. В результате у первоначально изотропного ансамбля молекул появляются св-ва одноосного кристалла. Характерное время ориентационных процессов колеблется от 10-11—10-12 с для газов и чистых жидкостей до 10-2 с и больше для коллоидных растворов, молекул, аэро­золей и т. п. Особенно сильно вы­ражен ориентационный эффект в жидких кристаллах (время релаксации ~10-8с). В тв. телах при наложении электрич. поля наблюда­ется появление оптической анизо­тропии, обусловленной установлением различий в средних расстояниях меж­ду ч-цами решётки вдоль и поперёк поля (стрикционный эффект). Как ориентационный, так и стрикционный эффекты не только дают существ. вклад в эффект Керра, но и приводят к изменению интенсивнос­ти и деполяризации рассеянного света под влиянием электрич. поля (т. н. дитиндализм).

Появление лазеров привело к на­блюдению в электрич. полях оптич. частоты многих электрооптич. эф­фектов, известных ранее для пост. поля (напр., оптич. Щтарка и Керра эффекты, оптич. стрикци­онный эффект и др.), а также к наблюдению новых явлений Э., свя­занных с изменением поляризуемости атомов и молекул при их возбуждении. К их числу относится явление обра­зования фазовых дифракц. решёток в интерференц. поле интенсивных ко­герентных световых потоков. Харак­терной особенностью электрооптич. яв­лений в полях оптич. частоты явля­ется их резонансный характер.

Электрооптич. явления широко при­меняются для создания устройств уп­равления оптич. излучением (модуля­торы, дефлекторы, оптич. фазовые ре­шётки и др.) и оптич. индикаторов {жидкокрист. дисплеи, цифровые ин­дикаторы и др.), для регистрации напряжённости поля, напр. в плазме по эффекту Штарка, а также для ис­следования строения в-ва, внутримол. процессов, явлений в растворах

и кристаллах и т. п. Большую роль электрооптич. явления играют в нели­нейной оптике (см. Самофокусировка света).

• Блинов Л. М., Электро- и магнито­оптика жидких кристаллов, М., 1978; К е л и х С., Молекулярная нелинейная оп­тика, пер. с польск., М., 1981.

В.   А.   Замков.

ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ (электри­ческая проводимость, проводимость),

способность тела пропускать элек­трич. ток под воздействием электрич. поля, а также физ. величина, коли­чественно характеризующая эту спо­собность. Проводники всегда содер­жат свободные (или квазисвободные) носители заряда — эл-ны, ионы, на­правленное (упорядоченное) движе­ние к-рых и есть электрич. ток. Э. большинства проводников (металлов, ПП, плазмы) обусловлена наличием в них свободных эл-нов (в плазме не­большой вклад в Э. вносят также ионы). Ионная Э. свойственна электро­литам.

Сила электрич. тока I зависит от приложенной к проводнику разнос­ти потенциалов U, к-рая определяет напряжённость электрич. поля E внутри проводника. Для изотропного проводника пост. сечения Е= -U/L, где L — длина проводника. Плот­ность тока j зависит от значения Е в данной точке и в изотропных про­водниках совпадает с E по направле­нию. Эта зависимость выражается Ома законом: j=sE; постоянный (не зависящий от E) коэфф. s и наз. Э. или удельной Э. Величина, обратная о, наз. удельным электрич. сопро­тивлением: r=1/s. Для проводников разной природы значения sr) существенно различны. В общем слу­чае зависимость j от E нелинейна и s зависит от IS; в этом случае вводят дифф. Э. s=dj/dE. Э. измеряют в единицах (Ом•см)-1 или (в СИ) в (Ом•м)-1.

В анизотропных средах, напр. в монокристаллах, а — тензор второго ранга, и Э. для разных направлений в кристалле может быть различной, что приводит к неколлинеарности Е и j.

В зависимости от а все в-ва делятся на проводники: s>106 (Ом•м)-1, ди­электрики: s<10-8 (Ом•м)-1 и ПП с промежуточными значениями а. Это деление в значит. мере условно, т. к. Э. меняется в широких преде­лах при изменении состояния в-ва. Э. зависит от темп-ры, структуры в-ва (агрегатного состояния, дефектов и пр.) и от внеш. воздействий (магн. поля, облучения, напряжённости элек­трич, поля и т. п.).

Мерой «свободы» носителей заряда в проводнике служит отношение ср. времени свободного пробега (т) к характерному времени столкновения (tст): t/tст>>1; чем больше это отноше­ние, тем с большей точностью можно считать ч-цы свободными. Методы молекулярно-кинетич. теории газов позволяют выразить s через концен­трацию (n) свободных носителей заряда, их заряд (е) и массу (m) и время свободного пробега:

s=ne2t/m=nem,

где m — подвижность ч-цы (см. Под­вижность носителей тока), равная v/E=et/m, vcp — ср. скорость направл. движения (т. н. дрейфовая  скорость). Если ток обус­ловлен i заряж. ч-цами разного сорта, то s=Sinieimi. Подвижность эл-нов (вследствие их малой массы) настоль­ко больше ионной, что ионная Э. су­щественна только в случае, когда свободные эл-ны практически отсутст­вуют. Перенос массы под воздейст­вием тока, напротив, связан с движе­нием ионов.

Хар-р зависимости Э. от темп-ры Т различен у разных в-в. У металлов за­висимость s(Т) определяется в осн. уменьшением времени свободного пробега эл-нов с ростом темп-ры Т: увеличение темп-ры приводит к воз­растанию тепловых колебаний крист. решётки, на к-рых рассеиваются эл-ны, и s уменьшается (на квант. языке говорят о столкновении эл-нов с фононами). При достаточно высоких темп-рах, превышающих Дебая тем­пературу 6д, Э. металлов обратно пропорц. темп-ре: s~1/T; при T<<qД s~7'-5, однако ограничена оста­точным сопротивлением (см. Метал­лы). Нек-рые металлы, сплавы и ПП при понижении Т до неск. К перехо­дят в сверхпроводящее состояние с бесконечно большой проводимостью (см. Сверхпроводимость). Э. расплав­ленных металлов того же порядка, что и Э. этих металлов в тв. состоя­нии.

В ПП s резко возрастает при повы­шении темп-ры за счёт увеличения числа эл-нов проводимости и поло­жит. носителей заряда — дырок (см. Полупроводники). Диэлектрики имеют заметную Э. лишь при очень высоких электрич. напряжениях: при нек-ром (большом) значении Е происходит пробой диэлектриков.

Прохождение тока через частично или полностью ионизов. газы (плазму) обладает своей спецификой (см. Элек­трические разряды в газах, Плазма); напр., в полностью ионизованной плазме Э. не зависит от плотности и возрастает с ростом темп-ры пропорц. Т3/2, достигая Э. хороших металлов. Об Э. жидкостей см. Электролиты, Электролиз.

Отклонение от закона Ома в пост. поле Е наступает, если с ростом Е энергия, приобретаемая ч-цей в этом поле в промежутке между столкнове­ниями, равная еЕl (где l — ср. длина свободного пробега), становится по­рядка или больше kT. В металлах условию eEl>>kT удовлетворить трудно, а в ПП, электролитах и осо­бенно в плазме явления в сильных электрич. полях весьма существенны.

893

 

 

В перем. эл.-магн. поле а зависит от частоты w и от длины волны l электрич. поля (временная и пространств. дисперсии, проявляющиеся при w³t-1, l£l). Характерное св-во хо­роших проводников в том, что даже при w<<t-1 ток сконцентрирован вблизи поверхности проводника (скин-эффект) .

Измерение Э.— один из важных методов исследования материалов, в частности для металлов и ПП — их чистоты. Кроме того, измерение Э. позволяет выяснить динамику носи­телей заряда в макроскопич. теле, хар-р их вз-ствия (столкновений) друг с другом и с др. объектами в теле.

Э. металлов и ПП существенно за­висит от величины магн. поля, осо­бенно при низких темп-рах (см. Галь­ваномагнитные явления).

М.   И.   Каганов.

ЭЛЕКТРОРОЖДЕНИЕ ЧАСТИЦ, про­цесс рождения ч-ц на нуклонах и ат. ядрах под действием заряж. лептонов (эл-нов, позитронов и мюонов), в к-ром ч-цы образуются (в отличие от фоторождения частиц) вирту­альными фотонами, испускаемыми лептонами.

ЭЛЕКТРОСЛАБОЕ ВЗАИМОДЕЙСТ­ВИЕ, объединённая калибровочная теория эл.-магн. и слабого вз-ствий. См. Слабое взаимодействие.

ЭЛЕКТРОСТАТИКА, раздел элек­тродинамики, в к-ром изучается вз-ствие неподвижных электрич. за­рядов (электростатич. вз-ствие). Такое вз-ствие осуществляется посредством электростатического поля. Осн. за­кон Э.— Кулона закон.

Источниками электростатич. поля явл. электрич. заряды. Этот факт выражает Гаусса теорема. Электро­статич. поле потенциально, т. е. работа сил, действующих на заряд со стороны электростатич. поля, не за­висит от формы пути.

Электростатич. поле удовлетворя­ет ур-ниям:

divD=4pr,   rotE=0,

где I) — вектор электрич. индукции, Е — напряжённость электрич. поля, r — плотность свободных электрич. зарядов. Первое ур-ние представляет собой дифф. форму теоремы Гаусса, а второе выражает потенц. хар-р электростатич. сил поля. Эти ур-ния можно получить как частный случай Максвелла уравнений.

Типичные задачи Э.— нахождение распределения зарядов на поверх­ностях проводников по известным полным зарядам или потенциалам электростатическим каждого из них, а также вычисление энергии системы проводников по их зарядам и потен­циалам.

• Т а м м И. Е., Основы теории электри­чества, 9 изд., М., 1976; Калашни­ков С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики).          

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКАЯ ИНДУКЦИЯ, наведение электрич. заряда в проводниках или диэлектриках, по­мещённых в пост. электрич. поле.

В проводниках квазисвобод­ные эл-ны перемещаются под дейст­вием внеш. электрич. поля до тех пор, пока заряд не перераспределится так, что создаваемое им электрич. поле внутри проводника полностью ском­пенсирует внеш. поле и суммарное поле внутри проводника станет рав­ным нулю. В результате на отд. участ­ках поверхности проводника (в це­лом нейтрального) образуются рав­ные по величине наведённые (инду­цированные) заряды противополож­ного знака.

Диэлектрики в пост. элек­трич. поле поляризуются: происхо­дит либо нек-рое смещение положит. и отрицат. зарядов внутри атомов (мо­лекул), что приводит к образованию электрич. диполей (см. Поляризуе­мость), либо частичная ориентация молекул, обладающих электрич. мо­ментом, в направлении поля. В обоих случаях электрич. дипольный мо­мент диэлектрика становится отлич­ным от нуля, а на поверхности диэ­лектрика появляются связ. заряды. Если поляризация неоднородная, то связ. заряды появляются и внутри диэлектрика. Поляризованный ди­электрик порождает электростатич. поле, направленное против внеш. поля и ослабляющее его (см. Диэлектрики).

Г. Я. Мякишев.

ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКИЕ ЛИНЗЫ, см. Электронные линзы.

ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКИЙ ГЕНЕРА­ТОР, устройство, в к-ром высокое пост. напряжение создаётся при помо­щи механич. переноса электрич. за­рядов. Различают Э. г. с диэлектрич. транспортёром зарядов и с транспор­тёром, состоящим из металлич. ци­линдров или стержней, разделённых изоляторами (транспортёр с проводя­щими зарядоносителями). Диэлект­рич. транспортёры могут быть выпол­нены в виде жёсткого цилиндра или диска (роторные Э. г.) либо в виде гибкой ленты (генерато­ры Ван-де-Граафа). УЭ. г. с диэлектрич. транспортёром (рис. 1) заряд непрерывно стекает на него со щётки или пластинки и переносится внутрь полого высоковольтного элек­трода Э, где заряд стекает на этот элек­трод. Переносимый транспортёром ток равен: I= sbv, где s — поверхностная плотность заряда, b — ширина тран­спортёра, v — его линейная скорость. Если у высоковольтного электрода на транспортёр наносятся заряды об­ратной полярности, переносимый ток увеличивается вдвое. Плотность за­рядов а ограничена возникновением поверхностных электрич. разрядов и обычно составляет (3—4) •10-9 Кл/см2 при токе I<1 мА.

У транспортёра с проводящими за­рядоносителями заряды наносятся на их поверхность методом электростатич. индукции и пе­редаются высоко­вольтному электроду дискр. порциями.

Рис. 1. Схема электро­статич. генератора с диэлектрич. транспортё­ром зарядов: Т — транс­портёр ширины b; Щ — устройства (щётки и острия) для нанесения и съёма зарядов; Э — вы­соковольтный электрод.

 

Пе­реносимый транспор­тёром ток равен: I=qN, где q — за­ряд зарядоносителей, N — число зарядоносителей, касающихся высоковольт­ного электрода за 1 с. Транспортёр из цилиндров (п е л л е т р о н) пе­редаёт ток ~ 0,1 мА, транспортёр из стержней (л а д д е т р о н) — до 0,5 мА при скорости перемещения но­сителей ~10 м/с. Возможно парал­лельное включение неск. транспор­тёров.

Напряжение на выходе Э. г. про­порц. сопротивлению нагрузки и току транспортёра I. Регулировать и ста­билизировать его можно, изменяя ток в цепи нагрузки или плотность s наносимых на транспортёр зарядов. В первом случае постоянная времени регулятора составляет неск. мс, во втором — десятые доли с. Э. г. име­ют малую запасённую энергию W= CU 2 — ёмкость высоковольтного

894

 

 

электрода, U — напряжение генера­тора), а также невысокий кпд (15—20% из-за больших аэродинамич. по­терь). У Э. г. с гибким транспортёром ток нагрузки обычно не превышает долей мА, а у роторных Э. г. —10 мА.

Первые Э. г. (Р. Дж. Ван-де-Грааф, 1931) имели открытую конструкцию, и у большинства из них напряжение не превышало 1 MB. В дальнейшем секционированные высоковольтные конструкции (рис. 2) и изоляция из сжатых газов позволили повысить напряжение до неск. MB. Созданы Э. г. типа пеллетрон и ладдетрон на напряжение 15—20 MB с изоляцией из элегаза (SF6).

Э. г. используются гл. обр. в высо­ковольтных ускорителях заряж. ч-ц, а также в слаботочной высоковольт­ной технике.

• К о м а р Е. Г., Основы ускорительной техники, М., 1975; Электростатические уско­рители заряженных частиц, М., 1963.

М.  П.  Свиньин.

ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКИЙ ИЗМЕРИ­ТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ, изме­рит. преобразователь электрич. на­пряжения в механич. перемещение на основе вз-ствия двух (или более) за­ряж. проводников, один из к-рых явл. подвижным.

Различают два осн. типа Э. и. м.— с изменяющейся активной площадью проводников и с изменяющимся рас­стоянием между проводниками. Пер­вый тип Э. и. м. применяется в осн. в вольтметрах низких напряжений (до сотен В) и представляет собой ряд неподвижных камер (рис.) — их чис­ло определяет чувствительность ме­ханизма — и подвижных пластин.

 

Устройство электростатич. измерит. меха­низма с изменяющейся активной площадью проводников: 1 — неподвижные камеры; 2 — подвижные пластины; 4 — указатель (стрелка), расположенный на одной оси 3 с подвижными пластинами. Устройство, соз­дающее противодействующий механич. мо­мент, не показано.

 

При создании разности потенциалов между камерами и пластинами они заряжа­ются противоположными зарядами, и пластины втягиваются в камеры. Про­тиводействующий момент создаётся пружинами. В Э. и. м. второй группы, применяемых в вольтметрах для изме­рения напряжений до неск. десятков кВ, подвижная пластина располага­ется между неподвижными пластина­ми, с одной из к-рых соединена про­водником. Электростатич. силы вз-ст­вия перемещают подвижную пласти­ну. Противодействующее усилие создаётся за счёт веса подвижной плас­тины, поэтому механизм чувствителен к наклонам.

Э. и. м. нечувствителен к частоте измеряемого напряжения и большин­ству внеш. влияний, за исключением электростатич. полей, от к-рых его тщательно экранируют. Осн. область применения — вольтметры для изме­рения напряжений в маломощных и высоковольтных цепях пост. и перем. тока. Верхний предел измерений — до 100 кВ, диапазон частот — до 20 МГц. Для расширения диапазона из­мерений пользуются ёмкостными дели­телями и измерит. усилителями.

• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмеритель­ным приборам, 2 изд., Л., 1977.

В.   П. Кузнецов.

ЭЛЕКТРОСТАТИЧЕСКОЕ ПОЛЕ, электрич. поле неподвижных элек­трич. зарядов, осуществляющее вз-ствие между ними. Как и перем. электрич. поле, Э. п. характеризует­ся напряжённостью электрич. поля К — отношением силы, действующей со стороны поля на заряд, к величине заряда. Силовые линии напряжённос­ти Э. п. не замкнуты: они начинаются на положит. зарядах и оканчиваются на отрицательных (или уходят на бесконечность). В диэлектриках Э. п. характеризуется вектором электрич. индукции D, к-рый удовлетворяет Гаусса теореме. Э. п. потенциально, т. е. работа его по перемещению элек­трич. заряда между двумя точками не зависит от формы траектории; на замкнутом пути она равна нулю. Вследствие потенциальности Э. п. его можно характеризовать одной скалярной ф-цией — электростатич. потенциалом j, связанным с вектором Е соотношением: Е=-gradj. По­тенциал j удовлетворяет Пуассона уравнению. В однородном диэлектри­ке Э. п. вследствие поляризации ди­электрика убывает в 8 раз, где e — диэлектрическая проницаемость. Внут­ри проводников Э. п. равно нулю. Все точки поверхности проводника имеют один и тот же потенциал j. Если в проводнике есть полость, то Э. п. в ней также равно нулю; на этом ос­нована электростатич. защита элек­трич. приборов.

ЭЛЕКТРОСТРИКЦИЯ, деформация диэлектриков, пропорц. квадрату на­пряжённости электрич. поля Е2. Э. обусловлена поляризацией диэлектри­ков в электрич. поле и есть у всех диэлектриков — тв., жидких и газо­образных. Э. следует отличать от ли­нейного по полю Е обратного пьезоэффекта (см. Пьезоэлектрики).

В изотропных средах, в т. ч. в га­зах и в жидкостях, Э. наблюдается как изменение плотности под дейст­вием электрич. поля и описывается ф-лой:

DV/V =AE2,                   (1)

где DV/V—относительная объёмная деформация, А=(b/2p)d(дe/дd) (b — сжимаемость, d — плотность, e — ди­электрич. проницаемость). Для ор­ганич. жидкостей (ксилол, толуол, нитробензол) A~10-12 ед. СГСЭ. В анизотропных кристаллах Э. мож­но описать зависимостью между дву­мя тензорами 2-го ранга — тензором квадрата напряжённости электрич. по­ля и тензором деформации:

rij=SmSnRijmnEmEn.   (2)

Здесь rij— компонента тензора де­формации, E mEn — составляющие электрич. поля. Коэфф. Rij наз. коэфф. Э. Число независимых коэфф. Э. зависит от симметрии кристал­лов. Напр., для триклинных кристал­лов тензоры Э. имеют 36 независимых коэфф. Величина Rij~10-14—10-10 ед. СГСЭ. В поле E~300 В•см rij~10-6.

Иногда говорят о большой Э. у сегнетоэлектрикое. В действительности это обратный пьезоэффект, однако в сегнетоэлектрике, в к-ром объёмы раз­лично поляризованных доменов одина­ковы, деформация не зависит от на­правления поля. Под действием пе­рем. электрич. поля частоты w диэлект­рик в результате Э. колеблется с частотой 2 со (характерно для всех квадратичных эффектов). Э. может быть использована для преобразова­ния электрич. колебаний в звуко­вые.

• Желудев И. С., Фотченков А. А., Электрострикция линейных диэлектриков, «Кристаллография», 1958, т. 3, в. 3, с. 308; Иона Ф., Ширане Д., Сегнетоэлектрические кристаллы, пер. с англ., М., 1965; Желудев И. С., Основы сегнетоэлектричества. М., 1973.                      

И. С. Желудев.

ЭЛЕКТРОХЕМИЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люминесценция специальных жидких люминофоров в электрич. поле, к-рая происходит в неск. этапов: под дейст­вием электрич. поля молекулы элект­ролита в р-ре диссоциируют, затем, при их рекомбинации, выделяется хим. энергия, к-рая идёт на возбуждение молекул активатора, присутствующего в растворе; возбуждённые молекулы активатора, возвращаясь в осн. сос­тояние, испускают квант света. Э. может быть использована для созда­ния индикаторных устройств: при возбуждении люминофора перем. электрич. полем свечение сосредото­чено вблизи электрода; применяя электроды спец. формы, можно созда­вать, т. о., светящиеся цифры, буквы

и    т.    д.                                              

М. В.  Фок.

ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКИЙ ПОТЕН­ЦИАЛ, аналог химического потенци­ала для систем, содержащих заряж. ч-цы (ионы, эл-ны, дырки); характе­ризует состояние к.-л. заряж. ком­понента г в фазе а при определ. внеш. условиях (темп-ре, давлении, хим. со­ставе фазы и электрич. поле). По опре­делению, Э. п. m-ai=(дG/дni)Т, p,nj¹i,

где G — значение Гиббса энергии, учи­тывающее наличие электрич. поля в

895

 

 

фазе a, ni —число молей компонен­та i в этой фазе. Э. п. можно опреде­лить также как умноженную на Аеогадро постоянную работу переноса заряж. ч-цы i из бесконечно удалён­ной точки с нулевым потенциалом внутрь фазы а. Во мн. случаях Э. п. формально разбивают на два слагае­мых, характеризующих хим. и элек­трич. составляющие такой работы: m~ai m~ai+ziFja, где mai — хим. потен­циал ч-цы в фазе a, zi заряд ч-цы с учётом знака, F Фарадея постоян­ная, ja — электрический потенциал.

ЭЛЕМЕНТАРНАЯ ДЛИНА, то же, что фундаментальная длина.

ЭЛЕМЕНТАРНАЯ ЯЧЕЙКА крис­талла, часть ат. структуры кристалла, параллельными переносами к-рой (трансляциями) в трёх измерениях можно построить всю крист. решётку. Э. я. имеет форму параллелепипеда, выбор её определяется симметрией кристаллов. См. Кристаллическая ре­шётка.

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ   ВОЗБУЖДЕНИЯ, см.  в   ст. Квазичастицы.

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ.

Введение. Э. ч. в точном значении это­го термина — первичные, далее не­разложимые ч-цы, из к-рых, по пред­положению, состоит вся материя. В совр. физике термин «Э. ч.» обычно употребляется не в своём точном зна­чении, а менее строго — для наимено­вания большой группы мельчайших ч-ц материи, подчинённых условию, что они не явл. атомами или ат. яд­рами (исключение составляет про­тон). В эту группу помимо протона входят: нейтрон, электрон, фотон, а также пи-мезоны, мюоны, тяжёлые лептоны (t), нейтрино трёх типов (электронное, мюонное и t-нейтрино), странные частицы (К-мезоны, гиперо­ны), разнообразные резонансы, мезоны со скрытым «очарованием» (J/y,y' и др.), «очарованные» частицы, ипсилон-час­тицы (¡), «красивые» ч-цы, проме­жуточные векторные бозоны (W ,Z°) — всего более 350 ч-ц, в осн. нестабиль­ных. Их число продолжает расти (и, скорее всего, неограниченно велико). Большинство перечисл. ч-ц не удовлет­воряет строгому определению элемен­тарности, поскольку, по совр. пред­ставлениям, они (в частности, протон и нейтрон) явл. составными системами (см. ниже). Общее св-во всех этих ч-ц заключается в том, что они явл. спе­цифич. формами существования мате­рии, не ассоциированной в ядра и ато­мы (иногда по этой причине их наз. «субъядерными ч-цами»).

В соответствии со сложившейся практикой термин «Э. ч.» употребля­ется ниже в кач-ве общего назв. субъ­ядерных ч-ц. При обсуждении ч-ц, претендующих на роль первичных элементов материи, будет использо­ваться термин «истинно Э. ч.».

Краткие    исторические    сведения.

Открытие Э. ч. явилось закономер­ным результатом общих успехов в изучении строения в-ва, достигнутых физикой к кон. 19 в. Первой открытой Э. ч. был эл-н — носитель отрицат. электрич. заряда в атомах (англ. физик Дж. Дж. Томсон, 1897). В 1919 англ. физик Э. Резерфорд об­наружил среди ч-ц, выбитых из ат. ядер, протоны — ч-цы с единичным положит. зарядом и массой, в 1840 раз превышающей массу эл-на. Дру­гая ч-ца, входящая в состав ядра,— нейтрон — была открыта в 1932 англ. физиком Дж. Чедвиком. Пред­ставление о фотоне как ч-це берёт своё начало с работы нем. физика М. Планка (1900), выдвинувшего предположение о квантованности энергии эл.-магн. излучения абсолют­но чёрного тела. В развитие идеи Планка А. Эйнштейн (1905) постули­ровал, что эл.-магн. излучение явл. потоком отд. квантов (фотонов), и на этой основе объяснил закономер­ности фотоэффекта. Прямые эксперим. доказательства существова­ния фотона были даны амер. физика­ми Р. Милликеном (1912—15) и A.   Комптоном (1922; см.    Комптона эффект). Существование нейтрино как особой Э. ч.    впервые   предположено B.   Паули (1930);     экспериментально электронное   нейтрино открыто лишь в   1953      (амер.   физики   Ф.   Райнес, К.   Коуэн).   Позитрон — ч-ца   с  мас­сой  эл-на,  но  с  положит.   электрич. зарядом, была обнаружена в   составе косм.   лучей   амер.   физиком  К.  Ан­дерсоном в  1932.  Позитрон был  пер­вой    открытой античастицей (см.  ни­же).  В  1936 Андерсон и С.   Неддермейер  (США)  обнаружили при иссле­довании   косм.   лучей  мюоны   (обоих знаков  электрич.     заряда) — ч-цы  с массой ок. 200 масс эл-на, а в осталь­ном    удивительно близкие по св-вам к е- и е+ . В 1947 также в косм. лу­чах группой англ. физика С. Пауэлла были   открыты p+- и p--мезоны. Су­ществование подобных ч-ц было пред­положено япон. физиком X.  Юкавой в  1935.  В   кон.  40-х— нач.   50-х  гг. была   открыта   большая   группа   ч-ц с необычными св-вами,    получивших назв.  «странных».   Первые ч-цы  этой группы— К+-    и    К --мезоны,   L-гипероны — были  обнаружены  в косм. лучах. Последующие открытия стран­ных ч-ц были сделаны с помощью ус­корителей заряж. ч-ц. С   нач. 50-х гг. ускорители     превратились    в      осн. инструмент   для   исследования   Э.   ч. Были    открыты    антипротон   (1955), антинейтрон    (1956),     антисигма-ги­пероны (1960), а в 1964 — самый тя­жёлый    гиперон W-. В 1960-х гг. на ускорителях было  обнаружено  боль­шое число крайне    неустойчивых (по сравнению с др. нестабильными, точ­нее, квазистабильными, Э. ч.) ч-ц, по­лучивших назв. резонансов, составля­ющих осн. часть Э. ч. В 1962 выясни­лось, что существуют два разных нейтрино: электронное и мюонное. В 1974 были обнаружены массивные (в 3—4 протонные массы) и в то же время относительно устойчивые (по сравнению с обычными резонансами) J/y и y'-частицы. Они оказались тесно связанными с новым семейством Э. ч.— «очарованных», первые пред­ставители к-рого (D°, D+ , F+ , L+c) были открыты в 1976. В 1975 был от­крыт тяжёлый аналог эл-на и мюона — t-лептон, в 1977 — ¡-частицы с массой порядка десяти протонных масс, в 1981— «красивые» ч-цы, а в 1983— промежуточные векторные бозоны.

Т. о., за годы, прошедшие после от­крытия эл-на, было выявлено огромное число разнообразных микрочастиц. Мир Э. ч. оказался очень сложно уст­роенным, а их св-ва во мн. отношениях неожиданными.

Основные свойства. Классы вза­имодействий. Все Э. ч. явл. объекта­ми исключительно малых масс и раз­меров. У большинства из них массы имеют порядок величины массы про­тона, равной 1,6•10-24 г (для ч-ц с ненулевой массой заметно меньше лишь масса эл-на: 0,9•10-27 г). Раз­меры протона, нейтрона, p-мезона и др. адронов порядка 10-13 см, а эл-на и мюона не определены, но они меньше 10-16 см. Микроскопич. массы и размеры Э. ч. обусловлива­ют квант. специфику их поведения. Характерные де-бройлевские длины волн Э. ч., как правило, сравнимы или больше их типичных размеров. В соответствии с этим квант. законо­мерности явл. определяющими в пове­дении Э. ч.

Наиболее важное квант. св-во всех Э. ч.— способность рождаться и унич­тожаться (испускаться и поглощать­ся) при вз-ствии с др. ч-цами. В этом отношении они полностью аналогичны фотонам. Все процессы с Э. ч. (вклю­чая распады) протекают через после­довательность актов их поглощения и испускания.

Разл. процессы с Э. ч. при изуч. энергиях заметно отличаются по ин­тенсивности протекания. В соответст­вии с этим вз-ствия Э. ч. феноменоло­гически делят на неск. классов: силь­ное, эл.-магн. и слабое. Кроме того, все Э. ч. обладают гравитац. вз-ст­вием.

Сильное взаимодействие вызывает процессы, протекающие с наибольшей, по сравнению с др. процессами, ин­тенсивностью, и приводит к самой сильной связи Э. ч. Именно оно обус­ловливает связь протонов и нейтро­нов в ядрах атомов.

В основе электромагнитного вза­имодействия лежит связь ч-ц с эл.-магн. полем. Обусловленные им про­цессы менее интенсивны, чем процес­сы сильного вз-ствия, а порождаемая им связь Э. ч. заметно слабее. Эл.-магнитное взаимодействие, в частно­сти, ответственно за связь ат. электро­нов с ядрами и связь атомов в моле­кулах.

896

 

 

Слабое взаимодействие вызывает очень медленно протекающие про­цессы с Э. ч., в том числе распады ква­зистабильных Э. ч., времена жизни большинства к-рых лежат в диапазо­не 10-6—10-14с.

Гравитац. вз-ствие на характерных для Э. ч. расстояниях ~10-13 см даст чрезвычайно малые эффекты из-за малости масс Э. ч., но может быть существенным на расстояниях ~10-33 см (см. ниже).

«Силу» разл. классов вз-ствий Э. ч. можно приближённо охарактеризовать безразмерными параметрами, связан­ными с квадратами констант связи для соответствующих вз-ствий. Для сильного, эл.-магн., слабого и грави­тац. вз-ствий протонов при энергии процесса в системе центра инерции (с. ц. и.) ~1 ГэВ эти параметры соот­носятся как 1:10-2:10-10:10-38. Необходимость указания энергии процесса связана с тем, что для слабого вз-ствия безразмерный параметр зависит от энергии. Кроме того, сами интенсивности разл. процессов по-разному зависят от энергии. Это при­водит к тому, что относит. роль разл. вз-ствий, вообще говоря, меняется с ростом энергии ч-ц, так что разделе­ние вз-ствий на классы, основанное на сравнении интенсивностей процессов, надёжно осуществляется при не слишком высоких энергиях. Разные классы вз-ствий имеют, однако, и др. специфику, связанную с разл. св-вами их симметрии, к-рая способ­ствует их разделению и при более вы­соких энергиях. В пределе самых боль­ших энергий деление вз-ствий Э. ч. на классы, по-видимому, утрачивает физ. смысл (см. «Великое объедине­ние»).

В зависимости от участия в тех или иных видах вз-ствий все изуч. Э. ч., за исключением фотона, разбиваются на две осн. группы: адроны и лептоны. Адроны характеризуются наличием у них сильного вз-ствия наряду с эл.-магн. и слабым, лептоны участвуют только в эл.-магн. и слабом вз-ствиях. (Наличие гравитац. вз-ствия у всех Э. ч., включая фотон, подразумева­ется.)

Характеристики Э. ч. Каждая Э. ч. наряду со спецификой присущих ей вз-ствий описывается набором дискр. значений определ. физ. величин -своими хар-ками (дискр. значения, измеренные в соответствующих ед., обычно образуют совокупность целых или дробных чисел, к-рые наз. квант. числами Э. ч.). Общими хар-ками всех Э. ч. явл. масса т, время жизни т, спин J и электрич. заряд Q.

В зависимости от времени жизни Э. ч. делятся на стабильные, квази­стабильные и нестабильные (резонансы). Стабильными в пределах точности совр. измерений явл. эл-н (t>5•1021 лет), протон (t>1031 лет), фотон и нейтрино. К квазистабильным отно­сят ч-цы, распадающиеся за счёт эл.-магн. и слабого вз-ствий; их времена

жизни t>10-20 с. Резонансами наз. Э. ч., распадающиеся за счёт сильного вз-ствия; их характерные времена жизни 10-22 —10-24 с. Спин Э. ч. явл. целым или полуцелым кратным по­стоянной Планка п. В этих ед. спин я- и К-мезонов равен 0, у протона, нейтрона и эл-на J=1/2, у фотона J=1 и т. д. Существуют ч-цы и с боль­шим спином. Электрич. заряды Э. ч. явл. целыми кратными величины е»1,6•10-19 Кл, наз. элементарным электрическим зарядом. У известных Э. ч. Q=0, ±1, ±2.

Помимо указанных величин, Э. ч. дополнительно характеризуются ещё рядом квант. чисел, к-рые наз. «вну­тренними». Лептоны несут специфич. лептонный заряд (L): электронный Le, равный +1 для е- и ve, мюонный Lm, равный +1 для m- и vm , и Lt , свя­занный с t-лептоном (Lt =+1 для t-и -1 для t+). Для адронов L=0. Адронам с полуцелым спином припи­сывают барионный заряд В(│В│=1). Адроны с B=+1 образуют подгруппу барионое, с В=0 — подгруппу мезо­нов. Для лептонов В=0. Для фотона B=0 и L=0.

Адроны подразделяются на обыч­ные (нестранные) ч-цы (протон, нейт­рон, p-мезоны), странные ч-цы, «оча­рованные» и «красивые» ч-цы. Этому делению отвечает наличие у адронов особых квант. чисел: странности S, «очарования» С и «красоты» b. Внутри разных групп адронов имеются се­мейства ч-ц, близких по массе, с очень сходными св-вами по отношению к сильному вз-ствию, но с разл. зна­чениями электрич. заряда. Э. ч., входящие в каждое такое семейство (простейший пример к-рого — про­тон и нейтрон), имеют общее квант. число — изотопический спин I (см. Изотопическая инвариантность), принимающий, как и обычный спин, целые и полуцелые значения. Семей­ства наз. изотопич. мультиплетами. Число ч-ц в мультиплете равно 2I+1; они отличаются друг от друга значе­нием «проекции» изотопич. спина I3, и соответствующие значения их элект­рич. зарядов даются обобщённой ф-лой Гелл-Мана — Нишиджимы:

Q = I3 +Y/2,

где Y=B+S+C-bт. н. гиперзаряд адрона, равный удвоенному ср. за­ряду ч-цы в изотопич. мультиплете. Важная хар-ка адронов — внутр. чёт­ность Р, принимающая значения ±1. Для всех Э. ч. с ненулевыми зна­чениями хотя бы одного из квант. чисел Q, L, В, S, С, b существуют ан­тичастицы с теми же значениями мас­сы, времени жизни, спина и для адронов — изотопич. спина, но с про­тивоположными знаками указанных квант. чисел, а для барионов — с противоположным знаком внутр. чёт­ности. Ч-цы, тождественные своим ан­тичастицам, наз. истинно нейтральными. Истинно нейтр. адроны обладают спец. квант. чис­лом — зарядовой чётностью С со зна­чениями ±1; примеры таких ч-ц — фотон, p°, ¡-частицы.

Квант. числа Э. ч. разделяются на точные, т. е. сохраняющиеся во всех процессах, и неточные, к-рые в ряде процессов не сохраняются. Спин J — точное квант. число. На уровне совр. знаний точными явл. и квант. числа Q, В, L, хотя теоретически допустимы нарушения сохранения В и L. Боль­шинство квант. чисел адронов неточ­ные. Изотопич. спин, сохраняясь в сильном вз-ствии, не сохраняется в эл.-магн. и слабом. Странность, «оча­рование», «красота» сохраняются в сильном и эл.-магн. вз-ствиях, но не сохраняются в слабом. Слабое вз-ствие изменяет также внутр. и зарядовую чётности. Причины несохранения квант. чисел адронов неясны и, по-видимому, связаны со структурой эл.-магн. и слабого вз-ствий. Сохранение или несохранение тех или иных квант. чисел — одно из существ. проявлений различий классов вз-ствий Э. ч.

В табл. 1 приведены наиб. хорошо изученные Э. ч. и их квант. числа. Из неё следует, что осн. часть 0. ч.— адроны.

Классификация адронов. Унитар­ная симметрия. Большое число ад­ронов уже в нач. 50-х гг. явилось основанием для поисков закономер­ностей в распределении масс и квант. чисел барионов и мезонов, к-рые могли бы составить основу их клас­сификации. Выделение изотопич. мультиплетов адронов было первым шагом на этом пути. С матем. точки зрения объединение адронов в изо­топич. мультиплеты отражает нали­чие у них симметрии, связанной с группой унитарных преобразований в нек-ром двумерном «внутр. пр-ве» — «изотопич. пр-ве» [с группой SU(2)]. Изотопические мультиплеты суть не­приводимые представления группы SU(2).

Концепция симметрии как фактора, определяющего существование разл. групп и семейств Э. ч., явл. ведущей в совр. теории Э. ч. Наличие «внутр.» квант. чисел, характеризующих эти семейства (таких, как изотопич. спин и др.), отражает существование сим­метрии относительно преобразований в особых, приписываемых Э. ч. «внутренних пр-вах».

Детальное рассмотрение позволило сделать вывод о том, что странные и обычные адроны в совокупности об­разуют более широкие объединения ч-ц с близкими св-вами, чем изотопич. мультиплеты. Они наз. унитарными мультиплетами. Числа входящих в них ч-ц равны 8 (октет) и 40 (декуплет). Ч-цы такого мультиплета име­ют одинаковые спин и внутр. чётность, но различаются значениями не только электрич. заряда (как ч-цы изотопич.

897

 

 

мультиплета), но и странности. При­мер унитарных октетов:

мезонов,  Jp= 0-p+, p°, p-, h, К+,

К°, К-, К~°, барионов,   Jp = 1/2+: S+ ,   S°,  S-, L,

p, n, X-, X°

и унитарного декуплета барионов: Jp=3/2+ : D1++, D1+, D, L1-, S*+, S*°, S*-, X*-, X*°, W-.

Возникновение унитарных мультиплетов истолковывается как проявление существования у адронов группы сим­метрии более широкой, чем SU(2), а именно группы SU(3). Соответст­вующая симметрия получила назв. унитарной симметрии; 8 и 10 — раз­мерности неприводимых представле­ний группы SU(3). Унитарная сим­метрия менее точная, чем изотопиче­ская. В соответствии с этим различие в массах ч-ц, входящих в унитарные мультиплеты, довольно значительно.

Открытие «очарованных» и «краси­вых» адронов позволяет говорить об унитарных сверхмультиплетах и о существовании ещё более широких симметрии, связанных с унитарными группами SU(4) и SU(5), хотя и сильно нарушенных.

Обнаружение у адронов св-в сим­метрии, связанных с унитарными груп­пами, и закономерностей разбиения на мультиплеты, отвечающие строго определ. представлениям этих групп, явилось основой для вывода о суще­ствовании особых структурных еди­ниц, из к-рых построены адроны, — кварков.

Кварковая модель адронов. Тео­рия унитарных групп позволяет по­строить все представления группы SU(n) (и, следовательно, все мульти­плеты адронов), повторяя определ. число раз самое простое представление группы, содержащее n компонент. Допуская наличие ч-ц (кварков), свя­занных с этим простейшим представ­лением, можно заключить, что все адроны явл. комбинациями кварков. Такое допущение было сделано в 1964 (Г. Цвейг и независимо от него М. Гелл-Ман, США). Исходя из SU(3)-симметрии, они предположили нали­чие трёх фундам. ч-ц со спином 1/2: u-, d-, s-кварков (совр. обозначения), из к-рых построены адроны. Наблю­даемая размерность унитарных мультиплетов (8 и 10) была воспроизведена при допущении, что мезоны составле­ны из кварка (q) и антикварка (q~),— символически: М=(qq~), a барионы из трёх кварков,— символически: В=(qqq). В дальнейшем с учётом новых эксперим. фактов эта модель строе­ния адронов была расширена путём включения в неё ещё двух кварков: «очарованного» (с) и «красивого» (b). Все эксперим. данные хорошо согласуются с предлож. моделью.

 

 

Табл. 1. ОСНОВНЫЕ ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ИХ ХАРАКТЕРИСТИКИ

898

 

 

Продолжение табл. 1

Примечание. Слева звёздочкой помечены резонансы, для к-рых вместо времени жизни т приведена ширина Г=ћ/t. Истинно нейтр. ч-цы помещены посередине между ч-цами и античастицами. Члены одного изотопич. мультиплета расположены на одной строке (в тех случаях, когда известны хар-ки каждого члена мультиплета, —с неболь­шим смещением по вертикали). Изменение знака внутр. чётности Р у антибарионов, так же как изменение знаков S и С у всех античастиц, не указано. Для лептонов, уча­ствующих в характерном для них слабом вз-ствии, Р не явл. хорошим (сохраняю­щимся) квант. числом и поэтому не приведена.

Табл. 2. ХАРАКТЕРИСТИКИ КВАРКОВ

Из тео­рии получаются квант. числа квар­ков, приведённые в табл. 2. Отличи­тельная их черта — дробные значения электрич. и барионного зарядов, не встречающиеся ни у одной из наблю­давшихся Э. ч. С индексом а у каж­дого типа («аромата») кварка qi (i=l, 2, 3, 4, 5) связана особая хар-ка— «цвет», введение к-рой понадобилось

для того, чтобы не возникало про­тиворечия с принципом Паули при построении адронов, состоящих из трёх одинаковых кварков (D++(uuu), D- (ddd), W-(sss)]. Индекс a прини­мает значения 1, 2, 3, т. е. каждый тип кварка qi представлен тремя разновидностями qai[Н. Н. Боголюбов с сотрудниками, 1965; Й. Намбу и М. Хан (США), 1965]. Введение трёх «цветов» позволяет в принципе по­строить систематику адронов и на ос­нове кварков с целыми электрич. и барионными зарядами, хотя экс­перимент скорее всего не свидетель­ствует в пользу такой возможно­сти. В наблюдаемых адронах кварки разных «цветов» скомбинированы т. о., что возникающие состояния не несут «цвета» — явл. «бесцветными».

В табл. 2 но приведены массы квар­ков. Это связано с тем, что кварки пока выступают лишь как составные части адронов,— в свободном состоя­нии они не наблюдались, и их массы непосредственно невозможно было из­мерить. На основании величин масс разл. связ. состояний кварков (обыч­ные, странные, «очарованные» адроны, ¡-частицы) можно только заключить, что эфф. массы m кварков, входящих в адроны, подчиняются след. законо­мерности:

mu £md < ms << mc < mb.

Всё многообразие адронов возни­кает за счёт разл, сочетаний u-, d-, s-, с- и b-кварков, образующих связ. состояния. Обычным адронам (напр., нуклонам, p-мезонам) соответствуют связ. состояния, построенные только из u- и d-кварков [для мезонов с воз­можным участием комбинаций (ss~), (cc~), (bb~)]. Наличие в связ. состоянии, наряду с u- и d-кварками, одного s-, с- или b-кварка означает, что соот­ветствующий адрон странный (S=-1), «очарованный» (С = + 1) или «краси­вый» (b=+1). В состав бариона могут входить два и три s-кварка (соотв. с- или 6-кварка), возможны и их более сложные сочетания.

Поскольку спин кварков равен 1/2, из приведённой кварковой структуры адронов следует (в полном соответ­ствии с экспериментом) целый спин у мезонов и полуцелый у барионов. При этом в состояниях, отвечающих ор­бит. моменту l=0, в частности в осн. состояниях, значения спина мезонов должны равняться 0 или 1 (для ан­типараллельной ­¯ и параллельной ­­ ориентации спинов кварков), а спина барионов — 1/2 или 3/2 (для спино­вых конфигураций ­­¯ и ­­­). С учё­том того, что внутр. чётность системы кварк-антикварк отрицательна, зна­чения Jp при l=0 для мезонов равны 0- и 1-, для барионов -1/2+ и 3/2+ . Именно эти значения Jp наблюдаются у адронов, имеющих наименьшую

899

 

 

 

массу при заданных значениях I, S и С (см. табл.  1).

В кач-ве иллюстрации в табл. 3 и 4 приведены вытекающие из описанных представлений кварковые составы ме­зонов с Jp=0- и барионов с Jp=1/2+

Табл.  3. КВАРКОВЫЙ СОСТАВ

мезонов с jp=0-

и указаны их соответствия известным ч-цам (символы наблюдавшихся ч-ц подчёркнуты).

Кварковая модель объясняет нали­чие большого числа адронов и пре­обладание среди них резонансов. Мно­гочисленность адронов — отражение их сложного строения и возможности существования различных возбуждён­ных состояний кварковых систем. По­следние и образуют осн. часть резо­нансов.

 

Табл.  4. КВАРКОВЫЙ СОСТАВ БАРИОНОВ  С   JP=1/2+

Примечание. Индекс А и [ ] оз­начают антисимметризацию, индекс S и { }—симметризацию; всюду предполагается суммирование по «цветам» кварков.

При первонач. формулировке кварковой модели кварки рассматривались как гипотетические структурные эле­менты, открывающие возможность удобной классификации адронов. В ре­зультате экспериментов, проведённых в кон. 60-х — нач. 70-х гг., выяснилось, что гипотеза кварков наиболее простым и естеств. образом объясняет мн. динамические закономер­ности вз-ствия с участием адронов. Именно это позволяет говорить о кварках как о реальных матер. обра­зованиях внутри адронов. Эти экс­перименты подтвердили наличие таких структурных единиц в адронах с приписываемыми им теорией квант. чис­лами, включая «цвет» и дробный электрич. заряд. Кварки фактически приобрели статус новых Э. ч. и вы­ступают в кач-ве претендентов на роль истинно Э. ч. для адронной формы материи. До длин ~10-16 см кварки ведут себя как точечные, бесструк­турные образования. Число известных видов кварков пока невелико, хотя не исключён нек-рый рост их числа. Ненаблюдаемость кварков в свобод­ном состоянии даёт дополнит. осно­вания предполагать, что они явл. теми ч-цами, к-рые замыкают цепь структурных составляющих в-ва.

Ненаблюдаемость свободных квар­ков, по-видимому, носит принципиаль­ный хар-р. Существуют теор. и эксперим. доводы в пользу того, что силы, действующие между кварками, не ослабевают с расстоянием, т. е. для отделения кварков друг от друга тре­буется бесконечно большая энергия, или, иначе, возникновение кварков в свободном состоянии невозможно. Это делает их совершенно новым типом структурных единиц в-ва. Возможно, что кварки выступают как последняя ступень дробления адронной материи. Элементарные частицы и квантовая теория поля. Для описания св-в и вз-ствий Э. ч. в совр. теории существ. значение имеет понятие физ. поля, к-рое ставится в соответствие каждой ч-це. Поле есть специфич. форма рас­пределённой в пр-ве материи; оно описывается ф-цией, задаваемой во всех точках пространства-времени (х) и обладающей определ. трансформац. св-вами по отношению к преобразо­ваниям группы Лоренца (скаляр, спи­нор, вектор и т. д.) и групп «внутр.» симметрии (изотопич. скаляр, изото­пич. спинор и т. д.). Эл.-магн. поле— исторически первый пример физ. поля. Поля, сопоставляемые с Э. ч., имеют квант. природу. Каждый квант поля и есть Э. ч. с общими для всех квантов данного поля массой и спином. Кван­тами эл.-магн. поля явл. фотоны, кванты др. полей соответствуют всем остальным известным Э. ч. Матем. аппарат квант. теории поля (КТП) позволяет описать рождение и унич­тожение ч-цы в каждой пространст­венно-временной точке х.

Трансформац. св-ва поля опреде­ляют все квант. числа Э. ч. Транс­формац. св-ва по отношению к пре­образованиям группы Лоренца за­дают спин ч-ц: скаляру соответствует спин J=0, спинору -J=1/2, век­тору -J=1 и т. д. Трансформац. св-ва полей по отношению к преобра­зованиям «внутр. пр-в» задают такие

квант. числа Э. ч., как L, В, I, S С, b, а для кварков и глюонов (см. ниже) — «цвет». Масса Э. ч. не свя­зана с трансформац. св-вами полей, это их дополнит. хар-ка.

Для описания процессов, происхо­дящих с Э. ч., в КТП используется т. н. лагранжев формализм. В лаг­ранжиане (точнее, плотности лагран­жиана) ℓ, выражающемся через поля, заключены все сведения о динамике полей. Знание X позволяет в прин­ципе, используя аппарат матрицы рассеяния (S-матрицы), рассчитывать вероятности переходов от одной со­вокупности ч-ц к другой под влиянием разл. вз-ствий. Лагранжиан X вклю­чает в себя лагранжиан 0, описы­вающий поведение свободных полей, и лагранжиан вз-ствия вз, постро­енный из полей разных ч-ц и отра­жающий возможность взаимопревра­щений ч-ц. Знание вз явл. опреде­ляющим для описания процессов с Э. ч. Выбор возможного вида 0 существ. образом определяется тре­бованием релятивистской инвариант­ности. Критерии для нахождения вида вз (исключая давно известный вид вз для эл.-магн. процессов) были сформулированы в 50—70-х гг. при выяснении важной роли сим­метрии в определении динамики взаи­модействующих полей. Существование той или иной симметрии вз-ствия уста­навливается по наличию сохранения в процессах определ. физ. величин и соответствующих им квант. чисел. При этом точным квант. числам от­вечает точная симметрия (т. е. сим­метрия всех классов вз-ствий), не­точным квант. числам — симметрия лишь части вз-ствий (напр., сильного и эл.-магн.). Симметрия в сочетании с важным физ. требованием её соблю­дения при произвольной зависимости преобразований группы симметрии от точки пространства-времени [локаль­ная калибровочная инвариантность; Янг Чжэньнин, Р. Миллс, США, 1954 (см. Калибровочная симметрия)], как оказалось, полностью задаёт вид =вз. Требование локальной кали­бровочной инвариантности, физически связанное с тем, что вз-ствие не может мгновенно передаваться от точки к точке, удовлетворяется лишь в том случае, когда среди полей, входящих в лагранжиан, присутствуют вектор­ные поля (аналоги эл.-магн. поля), взаимодействующие с полями Э. ч. вполне определ. образом, а именно:

вз=Snr=1S3mjrm(x)Vrm(x)    (1) (n — число калибровочных полей), где jrm(x)токи, составленные из полей ч-ц и определяемые видом 0, Vrm(х) — векторные поля, наз. калибро­вочными полями. Векторные поля в этом подходе выделяются как универс. переносчики вз-ствий. Св-ва векторных полей и их число опреде­ляются св-вами группы «внутр.» сим­метрии. Если симметрия точная, то

900

 

 

масса кванта поля Vrm равна нулю. Для приближённой симметрии масса кванта векторного поля отлична от нуля.

На основании излож. принципов была определена форма Vкз для кварков, лежащая в основе совр. теории сильного вз-ствия — кванто­вой хромодинамики. Исходным здесь явилось предположение, что симмет­рия, отвечающая появлению квант. числа «цвет» у кварков [т. н. «цветная» SU(3)-симметрия], явл. точной. Из требования локальности этой симмет­рии вытекало существование восьми калибровочных полей Grm (отвечающих безмассовым квантам этих полей — глюонам), переносящих вз-ствие меж­ду кварками и связанными с ними выражением типа (1) (Й. Намбу, США, 1966). Имеющиеся эксперим. данные хорошо согласуются с видом лагран­жиана для сильного вз-ствия, выве­денным таким способом.

Использование принципа определя­ющей роли симметрии (в т. ч. прибли­жённой) в формировании структуры вз-ствия позволило также найти форму лагранжиана слабого вз-ствия. Од­новременно была вскрыта глубокая внутр. связь слабого и эл.-магн. вз-ствий. Существование пар лепто­нов с одинаковыми лептонными заря­дами: е-, ve; m-, vm и т. д., но с разл. массами и электрич. зарядами было истолковано как отражение сущест­вования нарушенной симметрии типа изотопической [группа SUсл(2)], а факт сохранения спиральности в сла­бых процессах был связан с суще­ствованием особого «слабого гипер­заряда» Yсл, различающего лептоны левой и правой спиральности [группа U(1)]. При этом для «левых» лептонов YLсл =-1, для «правых» — YRсл=-2. Такое введение слабого гипер­заряда и предположение, что изотопич. спин «левых» лептонов I=1/2, а «пра­вых» -I=0, позволяют использовать для лептонов ту же ф-лу для элект­рич. заряда, что и для адронов: Q=I3сл+Yсл/2, где I3сл — третья проек­ция «слабого изотопич. спина» «левых»

лептонов (I3=-1/2 для e-L и + 1/2 для vеL). Применение принципа локаль­ности к симметрии, связанной с груп­пой SUсл(2)XU(1), привело к харак­терному лагранжиану (1), в к-ром одновременно возникли члены, ответ­ственные за эл.-магн. и слабое вз-ствия лептонов (амер. физики С. Вайнберг, Ш. Глэшоу, пакист. физик А. Садам; кон. 60-х гг.):

Здесь jэл.-м.m — эл.-магн. ток, jсл.з.m, jсл.н.mзаряженные токи и нейтраль­ные токи слабого вз-ствия, построенные из полей лептонов, Аm — поле фотона, W+m, W-m и mполя массивных (из-за нарушенности симметрии) векторных ч-ц — переносчиков слабого вз-ствия (промежуточных векторных бозонов).

Излож. подход легко обобщается на эл.-магн. и слабое вз-ствия квар­ков (амер. физики Ш. Глэшоу, Дж. Илиопулос, итал. физик Л. Майани, 1970). Эксперимент показывает, что при не слишком высоких энергиях лагранжиан слабого вз-ствия [ф-ла (2)] с учётом обобщения на кварки правильно описывает эл.-магн. и сла­бое вз-ствия. В указанном подходе массы W± и оцениваются соотв. в 84 ГэВ и 95 ГэВ. В 1983 эти бозоны с приведёнными значениями масс были экспериментально обнаруже­ны в столкновениях пучков р и р~.

Единое описание эл.-магн. и сла­бого вз-ствий означает, что в теории исчезает как независимый параметр константа слабого вз-ствия. Единств. константой остаётся электрич. заряд е. Подавленность слабых процессов при небольших энергиях объясняется боль­шой массой промежуточных бозо­нов.

Имеются попытки рассмотреть на общей основе не только эл.-магн. и слабое, но также и сильное вз-ствие. Исходным явл. предположение о еди­ной природе всех видов вз-ствий Э. ч. (кроме гравитационного) с характер­ной одной малой константой. Наблю­даемые большие различия между вз-ствиями считаются обусловленными значит. нарушением симметрии при изуч. энергиях. Единая природа и высокая степень симметрии вз-ствия могут проявиться только при энер­гиях ~1014 ГэВ в с. ц. и. Кварки и лептоны при таком рассмотрении ока­зываются однотипными объектами, и становятся возможными их взаимные превращения. Практически неизбеж­ным следствием таких рассмотрений явл. предсказание нестабильности про­тона со временем жизни ~1030— 1032 лет.

Развитие метода, позволяющего оп­ределить вид лагранжиана вз-ствия на основе использования св-в симмет­рии, явилось важным шагом на пути, ведущем к созданию динамич. теории Э. ч. Есть все основания полагать, что калибровочные теории поля явят­ся непременным составным элементом дальнейших теор. построений.

Некоторые общие проблемы тео­рии элементарных частиц. Новейшее развитие физики Э. ч. явно выделило из всех Э. ч. группу ч-ц, к-рые су­ществ. образом определяют специфику процессов микромира. Эти ч-цы — возможные кандидаты на роль истинно Э. ч. К их числу относятся ч-цы со спином 1/2 — лептоны и кварки, а также ч-цы со спином 1 — глюоны, фотон, массивные промежуточные бо­зоны, осуществляющие разные виды вз-ствий ч-ц со спином 1/2. В эту группу скорее всего следует также включить ч-цу со спином 2 — грави­тон, квант гравитац. поля, связывающий все Э. ч. В этой схеме мн. вопросы, однако, требуют дальней­шего исследования. Неизвестно, ка­ково полное число лентонов, кварков и разл. векторных ч-ц и существуют ли физ. принципы, определяющие это число. Не вполне ясны причины деления ч-ц со спином 1/2 на две груп­пы: лептоны и кварки. Неясно проис­хождение «внутр.» квант. чисел лепто­нов и кварков (L, В, I, S, С, b) и такой хар-ки кварков и глюонов, как «цвет», и с какими степенями свободы они связаны. Неизвестны механизм, оп­ределяющий массы истинно У. ч., и причины появления (при наруше­нии исходной симметрии) у Э. ч. разл. классов вз-ствий с разл. св-вами симметрии. Эти и др. проблемы пред­стоит решить будущей теории Э. ч. Описание вз-ствий Э. ч., как отме­чалось, связано с калибровочными теориями поля. Эти теории, позво­ляющие рассчитывать вероятности пе­реходов с Э. ч., в настоящем своём виде обладают одним серьёзным недо­статком, общим с квант. электроди­намикой,— у них в процессе вычис­лений получаются не имеющие физ. смысла бесконечно большие значения для нек-рых физ. величин (расходи­мости). С помощью спец. приёма пе­реопределения наблюдаемых величин (массы, заряда) — перенормировки (ренормировки) удаётся устранить бес­конечности из окончат. результатов вычислений. Однако процедура пере­нормировки — чисто формальный об­ход трудности, существующей в ап­парате теории, к-рая на каком-то уровне точности должна сказаться на степени согласия расчётов с измере­ниями.

Появление бесконечностей в вычис­лениях связано с тем, что в лагранжиа­нах вз-ствий поля разных ч-ц отне­сены к одной пространственно-вре­менной точке, т. е. предполагается, что ч-цы точечные. Кроме того, пред­полагается, что четырёхмерное про­странство-время остаётся непрерывным и плоским (не искривлённым) вплоть до самых малых расстояний. В дей­ствительности указанные предполо­жения, по-видимому, неверны по неск. причинам: а) истинно Э. ч., очевидно, должны быть матер. объектами ко­нечной протяжённости; б) св-ва про­странства-времени в малом (в масшта­бах, определяемых фундаментальной длиной) должны | радикально отли­чаться от его макроскопич. св-в; в) на самых малых расстояниях (~10-33 см) сказывается изменение геом. св-в про­странства-времени за счёт гравитации. Возможно, эти причины тесно свя­заны между собой [так, фундам. длина l0 может быть связана с гра­витац. постоянной (G): l0=Ö(ћG/c3)»10-33 см]. Любая из них должна привести к модификации теории и

901

 

 

 

устранению бесконечностей, хотя прак­тич. выполнение этой модификации может быть весьма сложным.

Особенно интересным представля­ется учёт влияния гравитации на малых расстояниях. Гравитац. вз-ствие может не только устранить расходи­мости в КТП, но и обусловливать само существование первообразующих материи (М. А. Марков, 1966). Если плотность в-ва истинно Э. ч. доста­точно велика, гравитац. притяжение может явиться тем фактором, к-рый определяет устойчивое существование этих матер. образований. Их размеры должны быть ~10-33 см. В большин­стве экспериментов они будут вести себя как точечные объекты, их гра­витац. вз-ствие будет ничтожно мало и проявится лишь на самых малых расстояниях, в области, где сущест­венно изменяется геометрия прост­ранства-времени.

Т. о., наметившаяся тенденция к одноврем. рассмотрению разл. клас­сов вз-ствий Э. ч. скорее всего должна быть логически завершена включе­нием в общую схему гравитац. вз-ствия (см. Суперсимметрия). Именно на базе одноврем. учёта всех видов вз-ствий наиб. вероятно ожидать создания бу­дущей теории Э. ч.

•Марков М. А., О природе материи, М., 1976; Коккедэ Я., Теория квар­ков, пер. с англ., М., 1971; Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981; Боголю­бов Н. Н., Ш и р к о в Д. В., Квантовые поля, М., 1980; Элементарные частицы и компенсирующие поля, пер. с англ., М., 4964; Бернстейн Дж., Спонтанное нарушение симметрии, калибровочные тео­рии, механизм Хиггса..., в кн.: Квантовая теория калибровочных полей. Сб. ст., пер. с англ., М., 1977.                        А. А. Комар.

ЭЛЕМЕНТАРНЫЙ ЭЛЕКТРИЧЕС­КИЙ ЗАРЯД (е), наименьший элект­рич. заряд, положительный или от­рицательный, равный величине заря­да эл-на: е=4,803250(21) •10-10 ед. СГСЭ=1,6021892(46) •10-19 К. Почти все элем. ч-цы обладают электрич. за­рядом +е или -е или явл. незаря­женными (исключение — нек-рые резонансы с зарядом, кратным е, напр. D ++ с зарядом 2е). Природа такого «квантования» электрич. заряда не выяснена (об одном из возможных объяснений см. в ст. Магнитный монополь). Ч-цы с дробным электрич. за­рядом не наблюдались, однако в тео­рии элем. ч-ц предполагается, что роль фундам. составляющих адронов играют ч-цы с зарядами, кратными 1/3e (т. н. рварки).         

А. В. Ефремов.

ЭЛЛИПСОМЕТРИЯ, совокупность ме­тодов изучения поверхностей жидких и тв. тел по состоянию поляризации светового пучка, отражённого этой поверхностью и преломлённого на ней. Падающий на поверхность пло­ско поляризованный свет приобретает при отражении и преломлении эллип­тич. поляризацию вследствие наличия тонкого переходного слоя на границе раздела сред. Зависимость между оптич, постоянными слоя и параметрами эллиптически поляризованного света устанавливается на основании Френеля формул. На принципах Э. построены методы чувствительных бескон­тактных исследований поверхно­сти жидкости или тв. в-в, процессов адсорбции, коррозии и др. В кач-ве источника света в Э. используется монохроматическое излучение зелёной линии ртути, а в последнее время -луч лазера, что даёт возможность исследовать микронеоднородности на поверхности изучаемого объекта. По­лучило развитие также новое направ­ление спектральной Э. в ши­роком интервале длин волн, сущест­венное при исследованиях ат. состава неоднородных и анизотропных по­верхностей и плёнок.

• Горшков М. М., Эллипсометрия, М., 1974; Основы эллипсометрии, Новосиб., 1979.                                       Т. Н. Крылова.

ЭЛЛИПТИЧЕСКАЯ ПОЛЯРИЗА­ЦИЯ, см. Поляризация света.

ЭМАН (от лат. emano — вытекаю, рас­пространяюсь) (Е), редко применя­емая внесистемная ед. концентрации (уд. активности) радиоакт. нуклидов в жидкостях или газах. 1 Э. равен концентрации радиоакт. нуклида, име­ющего активность 10-10 кюри на 1 л р-ра или газовой смеси. 1 Э.=10-10 Ки/л=3,7•10-3 Бк/м3.

ЭМИССИОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, изучение структуры и св-в квантовых систем по их спектрам испускания. Спектры испускания атомов, молекул и тв. тел получают в спектральных приборах; их возбуждают разл. спо­собами: облучая светом, помещая ис­следуемое в-во в пламя горелки, воз­буждая атомы в-ва электрич. разрядом и т. д. Э. с. лежит в основе эмис­сионного спектрального анализа. См. также Спектроскопия.

ЭМИССИОННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА, область физики, охватывающая ис­следования и использование явлений, связанных с эмиссией эл-нов и ионов из тв. тела или жидкости в вакуум или др. среду, а также с др. про­цессами на поверхности тв. тел при бомбардировке её ч-цами.

ЭНАНТИОМОРФИЗМ (от греч.enantios — находящийся напротив, про­тивоположный и morphe — форма), свойство нек-рых объектов обра­зовывать зеркально равные друг другу по строению модификации. Один из таких объектов условно наз. «правым», а другой — «левым». Энантиоморфные объекты могут опи­сываться только точечной группой симметрии, содержащей лишь оси симметрии, в частном случае могут быть асимметричными. Примеры энантиоморфных объектов — кристаллы винной кислоты, кварца, многие ор­ганич. молекулы, напр. аминокис­лоты. Др. термин, эквивалентный Э.,— хиральность. См. Симметрия кристаллов, Изомерия молекул.

В. К. Вайнштейн

ЭНЕРГЕТИЧЕСКАЯ ОСВЕЩЁННОСТЬ (облучённость), поверхност­ная плотность лучистого потока; рав­на отношению потока излучения к площади облучаемой поверхности. Единица измерения Э. о.— Вт/м2. В си­стеме световых величин аналогом Э. о. явл. освещённость.

ЭНЕРГЕТИЧЕСКАЯ СИЛА СВЕТА, то же, что сила излучения.

ЭНЕРГЕТИЧЕСКАЯ ЭКСПОЗИЦИЯ (количество облучения, доза Не), отношение энергии dQe падающего на элемент поверхности излучения к площади dA этого элемента. Экви­валентное определение: Э. э. есть произведение энергетической освещён­ности Ее на длительность облучения dt.   

He=dQe/dA=∫Eedt.     Ед.     измерения Э. э.— Дж•м-2. В системе световых величин аналогичная Э. э. величина наз. экспозицией. Понятием Э. э. широко пользуются также при работе с корпускулярным излучением.

Д.   Н.   Лазарев.

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ФОТОМЕТРИ­ЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ, величины, характеризующие энергетич. парамет­ры оптического излучения безотно­сительно к его действию на приёмники излучения. В таблице приведены наиб. употребительные Э. ф. в. и единицы

их измерения. Соотношения между Э. ф. в. те же, что и между соответ­ствующими световыми величинами.

Д.    Н.    Лазарев.

ЭНЕРГИИ СОХРАНЕНИЯ ЗАКОН, один из наиб. фундам. законов при­роды, согласно к-рому важнейшая физ. величина — энергия сохраняется в изолиров. системе. В изолиров. системе энергия может переходить из одной формы в другую, но её кол-во остаётся постоянным. Если система не изолирована, то её энергия может изменяться либо при одноврем. изменении энергии окружающих тел на такую же величину, либо за счёт изменения энергии вз-ствия тела с

902

 

 

окружающими телами. При переходе системы из одного состояния в другое изменение энергии не зависит от того, каким способом (в результате каких вз-ствий) происходит переход, т. е. энергия — однозначная ф-ция состоя­ния системы.

Э. с. з. явл. строгим законом природы, справедливым для всех из­вестных вз-ствий, он связан с однородностью времени, т. е. с тем фак­том, что все моменты времени экви­валентны и физ. законы не меняются со временем (см. Симметрия в физике). Э. с. з. для механич. процессов уста­новлен Г. В. Лейбницем (1686), для немеханич. явлений — Ю. Р. Майером (1845), Дж. П. Джоулем (1843 — 1850) и Г. Л. Гельмгольцем (1847). В термодинамике Э. с. з. наз. первым началом термодинамики.

До создания А. Эйнштейном спец. теории относительности (1905) за­коны сохранения массы и энергии существовали как два независимых закона. В теории относительности они были слиты воедино (см. также Со­хранения законы).

• Энгельс Ф., Диалектика природы, Маркс К. и Энгельс Ф., Соч., 2 изд., т. 20; Ленин В. И., Материализм и эмпириокритицизм, Полн. собр. соч., 5 изд., т. 18; М а й е р Р., Закон сохране­ния и превращения энергии. Четыре исследо­вания. 1841—1851, М.—Л., 1933; Гельм­гольц Г., О сохранении силы, пер. с нем., 2 изд., М.— Л., 1934; Планк М., Принцип сохранения энергии, пер. с нем., М.— Л., 1938; Л а у э М., История фи­зики, пер. с нем., М., 1956; В и г н е р Е., Этюды о симметрии, пер. с англ., М., 1971.

Г. Я. Мякишев.

ЭНЕРГИЯ (от греч. energeia — дей­ствие, деятельность), общая количеств. мера движения и вз-ствия всех видов материи. Э. не возникает из ничего и не исчезает, она может только пере­ходить из одной формы в другую (см. Энергии сохранения закон). Понятие Э. связывает воедино все явления природы.

В соответствии с разл. формами движения материи рассматривают раз­ные формы Э.: механич., внутр., эл.-магн., хим., ядерную и др. Это де­ление до известной степени условно. Так, хим. Э. складывается из кине­тич. Э. движения эл-нов и электрич. Э. вз-ствия эл-нов друг с другом и с ат. ядрами. Внутр. Э. равна сумме кинетич. Э. хаотич. движения молекул относительно центра масс тел и потенц. Э. вз-ствия молекул друг с другом. Э. системы однозначно зависит от параметров, характеризующих со­стояние системы. В случае непрерыв­ной среды или поля вводятся понятия плотности Э., т. е. Э. в ед. объёма, и плотности потока Э., равной про­изведению плотности Э. на скорость её перемещения.

Относительности теория показала, что Э. тела неразрывно связана с его массой т соотношением ξ= mc2. Лю­бое тело обладает Э.; если масса по­коящегося тела m0, то его Э. покоя ξ0=m0c2', эта Э, может переходить в др. виды Э. при превращениях частиц   (распадах,     яд.     реакциях    и т.   п.).

Согласно классич. физике, Э. любой системы меняется непрерывно и может принимать любые значения. Квант. теория утверждает, что Э. микроча­стиц, движение к-рых происходит в огранич. объёме пр-ва (напр., эл-нов в атоме), принимает дискр. ряд зна­чений. Так, атомы испускают эл.-магн. Э. в виде дискр. порций — све­товых квантов, или фотонов.

Э. измеряется в тех же ед., что и работа: в системе СГС — в эргах, в СИ — в джоулях; в ат. и яд. физике и физике элем. ч-ц обычно применя­ется внесистемная ед.— электрон-вольт.

• См.    лит.    при    ст.   Энергии   сохранения закон.                                 

Г.    Я.    Мякишев.

ЭНЕРГИЯ ИОНИЗАЦИИ, равна работе, затрачиваемой на удаление одного внеш. эл-на из атома (на иони­зацию атома), находящегося в осн. энергетич. состоянии. Численно равна ионизационному потенциалу.

ЭНЕРГИЯ ПОКОЯ частицы (тела), энергия ч-цы в системе отсчёта, в к-рой она покоится: ξ0=m0c2, где m0 — масса покоя ч-цы.

ЭНЕРГИЯ СВЯЗИ, энергия связ. системы к.-л. ч-ц (напр., атома как системы из ядра и эл-нов), равная работе, к-рую необходимо затратить, чтобы разделить эту систему на со­ставляющие её ч-цы и удалить их друг от друга на такое расстояние, на к-ром их вз-ствием можно пренеб­речь. Э. с. определяется вз-ствием ч-ц и явл. отрицат. величиной, т. к. при образовании связ. системы энергия выделяется. Абс. величина Э. с. ха­рактеризует прочность связи и устой­чивость системы. Напр., для ат. ядра Э. с. определяется сильным взаимодей­ствием нуклонов в ядре и, согласно соотношению Эйнштейна, пропорц. де­фекту масс Dm:Dξ=Dmc2. Для наиб. устойчивых ядер Э. с. составляет ок. 8•106 эВ/нуклон (удельная Э. с.). Эта энергия может выделиться при слиянии лёгких ядер в более тяжёлое ядро (см. Термоядерные реакции), a также при спонтанном делении тяжё­лых ядер, объясняемом уменьшением уд. Э. с. с ростом ат. номера (см. Радиоактивность). Э. с. эл-нов в атоме или молекуле определяется электромагнитными взаимодействия­ми и для каждого эл-на пропорц. ионизац. потенциалу; напр., для атома Н в осн. состоянии она равна 13,6 эВ. Этим же вз-ствием обусловлена Э. с. атомов в молекуле и кристалле (см. Межатомное взаимодействие). Э. с., обусловленная гравитационным взаи­модействием, обычно мала и имеет значение лишь для нек-рых косм. объектов (см., напр., Чёрная дыра).

ЭНЕРГИЯ ХИМИЧЕСКОЙ СВЯЗИ, для двухат. молекул — энергия уда­ления атомов на бесконечно большое расстояние друг от друга; для многоат. молекул, радикалов, ионов — энергия диссоциации. Суммарная энергия удаления всех атомов многоат. молекулы друг от друга на беско­нечно большое расстояние, наз. энер­гией образования молекулы, равна приближённо сумме Э. х. с. Энергию образования молекулы обычно разби­вают на вклады Э. х. с., оценивая их с помощью различных аддитивных схем. Экспериментально измеряют ли­бо энергию образования молекул, сжигая соединения в калориметрич. бомбах, либо определяют энергию диссоциации молекул с помощью элект­ронного удара и др. методов. Теор. расчёт Э. х. с.— одна из осн. задач квантовой химии.

ЭНТАЛЬПИЯ (от греч. enthalpo — нагреваю) (теплосодержание, тепло­вая функция Гиббса), потенциал тер­модинамический, характеризующий состояние макроскопич. системы в термодинамич. равновесии при выборе в кач-ве основных независимых пе­ременных энтропии S и давления р. Обозначается H(S, p, N, хi), где N — число ч-ц системы, xi — др. макроско­пич. параметры системы. Э.— адди­тивная ф-ция (т. е. Э. всей системы равна сумме Э. составляющих её частей), с внутренней энергией U системы Э. связана соотношением:

H=U+pV,                  (1)

где V — объём системы. Полный диф­ференциал Э. (при неизменных N и xi) имеет вид:

dH = TdS + Vdp.              (2)

Из ф-лы (2) можно определить темп-ру Т и объём V системы: Т=(дН/дS)р, V=(дН/др)S. При пост. давлении теп­лоёмкость системы ср= (дН!дТ)р. Эти св-ва Э. при пост. р аналогичны св-вам внутр. энергии при пост. V:

T=(дU/дS)v, р=-(дU/дV)S, cV =(дU/дT)V.

Равновесному состоянию системы при пост. S и p соответствует мин. значение Э. Изменение Э. (ЛЯ) равно кол-ву теплоты, к-рое сообщают системе или отводят от неё при пост. давлении, поэтому значения DH характеризуют тепловые эффекты фазовых переходов (плавления, кипения и т. д.), хим. реакций и др. процессов, протекаю­щих при пост. давлении. При тепловой изоляции тел (и пост. р) Э. сохра­няется, поэтому её называют иногда теплосодержанием или тепловой ф-ци­ей. Условие сохранения Э. лежит, в частности, в основе теории Джоуля — Томсона эффекта, нашедшего важное практич. применение при сжижении газов. Термин Э. был предложен голл. физиком X. Камерлинг-Оннесом.

Д.  Н.  Зубарев.

ЭНТРОПИЯ      (от   греч.      entropia — поворот, превращение), понятие, впер­вые  введённое  в   термодинамике  для определения меры необратимого рас-

903

 

 

сеяния энергии. Э. широко применя­ется и в др. областях науки: в ста­тистической физике как мера веро­ятности осуществления к.-л. макро­скопич. состояния; в теории инфор­мации как мера неопределённости к.-л. опыта (испытания), к-рый может иметь разные исходы. Эти трактовки Э. имеют глубокую внутр. связь. Напр., на основе представлений об информац. Э. можно вывести все важнейшие положения статистич. фи­зики.

В термодинамике понятие «Э.» было введено нем. физиком Р. Клаузиусом (1865), к-рый показал, что процесс превращения теплоты в работу под­чиняется определ. физ. закономер­ности — второму началу термоди­намики, к-рое можно сформулировать строго математически, если ввести особую ф-цию состояния —Э. Так, для термодинамич. системы, совершающей квазистатически (бесконечно медлен­но) циклич. процесс, в к-ром система последовательно получает малые кол-ва теплоты dQ при соответствующих значениях абс. темп-ры Т, интеграл от «приведённого» кол-ва теплоты dQ/T

по  всему    циклу равен нулю

=0 — т. н. равенство Клаузиуса). Это равенство, эквивалентное второму на­чалу термодинамики для равновесных процессов, Клаузиус получил, рассмат­ривая произвольный циклич. процесс как сумму очень большого (в пределе бесконечно большого) числа элемен­тарных Карно циклов. Математичес­ки равенство Клаузиуса необходимо и достаточно для того, чтобы выражение

dS=dQ/T                      (1)

представляло собой полный дифферен­циал ф-ции состояния S, назв. «Э.» (дифф. определение Э.). Разность Э. системы в двух произвольных состоя­ниях А и В (заданных, напр., значе­ниями темп-р и объёмов) равна:SB-SA=∫BAdQ/T  (2)

(интегр. определение Э.). Интегриро­вание здесь ведётся вдоль пути лю­бого квазистатич. процесса, связываю­щего состояния А и В, при этом, сог­ласно равенству Клаузиуса, прираще­ние Э. DS=SB-SA не зависит от пути интегрирования. Т. о., из второго начала термодинамики следует, что существует однозначная ф-ция состоя­ния S, к-рая при квазистатич. адиабатич. процессах (dQ=0) остаётся постоянной. Процессы, в к-рых Э. оста­ётся постоянной, наз. изоэнтропийными. Примером может служить про­цесс, широко используемый для по­лучения низких темп-р,— адиабатич. размагничивание (см. Магнитное ох­лаждение). При изотермич. процессах изменение Э. равно отношению сооб­щённой системе теплоты к абс. темп-

ре. Напр., изменение Э. при испаре­нии жидкости равно отношению теп­лоты испарения к темп-ре испарения при условии равновесия жидкости с её насыщ. паром.

Согласно первому началу термоди­намики, dQ=dU+pdV, т. е. сообща­емое системе кол-во теплоты равно сумме приращения внутренней энер­гии dU и совершаемой системой элем. работы pdV, где р — давление, V -объём системы. С учётом первого на­чала термодинамики дифф. определе­ние Э. принимает вид:

dS =1/T(dU+pdV),             (3)

откуда следует, что Э. представляет собой потенциал термодинамический при выборе в кач-ве независимых пе­ременных внутр. энергии U и объёма V. Частные производные Э. связаны с Т и р соотношениями: