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 m0— магнитная 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 1/С и 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++е-®К++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++е-®К++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)=A•s(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- +р®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++е-®2 струи адронов, е++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 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 m0 — магнетон 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 r0=е2/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-+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-+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 p — n-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, MS=±1/2 (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 s (и r) 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 vcр/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 (С — 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.
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-b — т. 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 ℓ0, описывающий поведение свободных полей, и лагранжиан вз-ствия ℓвз, построенный из полей разных ч-ц и отражающий возможность взаимопревращений ч-ц. Знание ℓвз явл. определяющим для описания процессов с Э. ч. Выбор возможного вида ℓ0 существ. образом определяется требованием релятивистской инвариантности. Критерии для нахождения вида ℓвз (исключая давно известный вид ℓвз 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 =ℓвз. 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:
ℓвз=Snr=1S3mjrm(x)Vrm(x) (1) (n — число калибровочных полей), где jrm(x) — токи, составленные из полей ч-ц и определяемые видом ℓ0, 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.m — заряженные токи и нейтральные токи слабого вз-ствия, построенные из полей лептонов, Аm — поле фотона, W+m, W-m и Z°m— поля 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 Z° 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:
1/T=(дS/дU (4) и p/T-=(дS/дV)U (5) к-рые определяют уравнения состояния системы (первое — калорическое, второе — термическое). Ур-ние (4) лежит в основе определения абсолютной температуры (см. также Температура, Температурные шкалы).
Ф-ла (2) определяет Э. лишь с точностью до аддитивной постоянной (т. е. оставляет начало отсчёта Э. произвольным). Абс. значение Э. можно установить с помощью третьего начала термодинамики, основываясь на к-ром, за нач. точку отсчёта Э. принимают S0=0 при Т=0.
Важность понятия Э. для анализа необратимых (неравновесных) процессов также была показана впервые Клаузиусом. Для необратимых процессов интеграл от приведённой теплоты dQ/T по замкнутому пути всегда отрицателен
Клаузиуса неравенство. Это неравенство — следствие теоремы Карно: кпд частично или полностью необратимого циклич. процесса всегда меньше, чем кпд обратимого цикла. Из неравенства Клаузиуса вытекает, что
поэтому Э. адиабатически изолированной системы при необратимых процессах может только возрастать.
Т. о., О. определяет хар-р процессов в адиабатич. условиях: возможны только такие процессы, при к-рых Э. либо остаётся неизменной (обратимые процессы), либо возрастает (необратимые процессы). При этом не обязательно, чтобы возрастала Э. каждого из тел, участвующих в процессе. Увеличивается общая сумма Э. тел, в к-рых процесс вызвал изменения.
Термодинамич. равновесию адиабатич. системы соответствует состояние с максимумом Э. Энтропия может иметь не один, а неск. максимумов, при этом система будет иметь неск. состояний равновесия. Равновесие,
к-рому соответствует наибольший максимум Э., наз. абсолютно устойчивым (стабильным). Из условия максимальности Э. адиабатич. системы в состоянии равновесия вытекает важное следствие: темп-ра всех частей системы в состоянии равновесия одинакова.
Понятие Э. применимо и к термодинамически неравновесным состояниям, если отклонения от термодинамики равновесия невелики и можно ввести представление о локальном термодинамическом равновесии в малых, но ещё макроскопич. объёмах. В целом Э. неравновесной системы равна сумме Э. её частей, находящихся в локальном равновесии.
Термодинамика неравновесных процессов позволяет более детально исследовать процесс возрастания Э. и вычислить кол-во Э., образующейся в ед. объёма в ед. времени вследствие отклонения от термодинамич. равновесия,— производство энтропии.
Статистич. физика связывает Э. с вероятностью осуществления данного макроскопич. состояния системы. Э. определяется через логарифм статистического веса W данного равновесного состояния:
S=klnW(ξ, N), (7)
где W(ξ, N)—число квантовомеханич. уровней в узком интервале энергии Dξ вблизи значения энергии £ системы из N ч-ц, в классич. статистич. физике W — величина объёма в фазовом пространстве системы при заданных ξ и N. Впервые связь Э. с вероятностью состояния системы была установлена австр. физиком Л. Больцманом в 1872: возрастание Э. системы обусловлено её переходом из менее вероятного состояния в более вероятное. Иными словами, эволюция замкнутой системы осуществляется в направлении наиболее вероятного распределения энергии по отд. подсистемам.
В отличие от термодинамики, статистич. физика рассматривает особый класс процессов — флуктуации, при к-рых система переходит из более вероятного состояния в менее вероятное, и её Э. уменьшается. Наличие флуктуации показывает, что закон возрастания Э. выполняется только в ср. для большого промежутка времени.
Э. в статистич. физике тесно связана с информац. Э., к-рая служит мерой неопределённости сообщений (сообщения описываются множеством величин x1, х2, . . ., хn и вероятностей Р1, Р2,. . .,Рn появления этих величин в сообщении). Для определённого (дискретного) статистич. распределения вероятностей Рk информац. Э. называют величину
Hи=-Snk=1РkInPk при Snk=1Pk=1.(8)
Ни=0, если к.-л. из Рk равно 1, а ост.— нулю, т. е. информация достоверна, неопределённость отсутствует. Э. принимает наибольшее значение, когда все Pk одинаковы (неопределённость в информации максимальна). Информац.
904
Э., как и термодинамическая, обладает св-вом аддитивности (Э. неск. сообщений равна сумме Э. отд. сообщений). Из вероятностной трактовки информац. Э. могут быть выведены осн. распределения статистич. физики: каноническое Гиббса распределение, к-рое соответствует макс. значению информац. Э. при заданной ср. энергии, и большое канонич. распределение Гиббса — при заданных ср. энергии и числе ч-ц в системе.
• См. лит. при ст. Термодинамика.
Д. Н. Зубарев.
ЭПИДИАСКОП (от греч. epi — на, dia — через и skopeo — смотрю) (эпидиапроектор), комбинированный проекционный аппарат, позволяющий получать на экране изображения как прозрачных, так и непрозрачных оригиналов. Совмещает в себе эпипроектор и диапроектор. Оптич. схема простейшего эпидиаскопа в двух режимах его работы представлена на рисунке: а) эпископическая проекция,
Оптич. схема эпидиаскопа.
б) диаскопическая проекция. В первом случае лучи от источника света 2 с помощью сферических зеркал 3 и 5 освещают непрозрачный объект 6, от которого диффузно рассеянные лучи попадают в светосильный проекц. объектив 7, отражаясь от зеркала 4; 1 — кожух, 11 — система охлаждения. При диаскопич. проекции зеркало 5 отклоняется, открывая доступ лучам от источника 2 в конденсор 8. Последний, равномерно освещая диапозитив, вставленный в рамку 9, направляет лучи в объектив 10, проецирующий изображение на экран.
• См. лит. при ст. Проекционный аппарат.
ЭПИСКОП (эпипроектор), проекционный аппарат для получения на экране изображений непрозрачных объектов (разл. предметов и деталей, чертежей, рисунков, фотографий). Принципиальная оптич. схема Э. приведена на рис. 2 ст. Проекционный аппарат. В Э. изображаемый объект отражает освещающие его лучи света диффузно; поэтому лишь незначит. часть отражённого светового потока попадает в объектив Э. Для усиления яркости изображения в Э. применяют светосильные проекц. объективы и неск. мощных источников света, сильное тепловыделение к-рых вынуждает использовать в Э. спец. системы охлаждения. Схема Э. явл. составной частью оптич. схемы эпидиаскопов. • См. лит. при ст. Проекционный аппарат.
ЭПИТАКСИЯ (от греч. epi — на и taxis — расположение, порядок), ориентированный рост одного кристалла на поверхности другого (подложки). Различают гетероэпитаксию, когда в-ва подложки и нарастающего кристалла различны, и г о м о э п и т а к с и ю (автоэпитаксию), когда они одинаковы. Ориентированный рост кристалла внутри объёма другого наз. эндотаксией. Э. наблюдается при кристаллизации, коррозии и т. д. Определяется условиями сопряжения крист. решёток нарастающего кристалла и подложки, причём существенно их структурно-геом. соответствие. Легче всего сопрягаются в-ва, кристаллизующиеся в одинаковых или близких структурных типах, напр. гранецентрированного куба (Ag) и решётки типа NaCl, но Э. можно получить и для различающихся структур.
При описании Э. указываются плоскости срастания и направления в них; напр., [112] (111) Si || [1100] (0001) Аl2О3 означает, что грань (111) кристалла Si с решёткой типа алмаза нарастает параллельно грани (0001) кристалла Аl2O3, причём кристаллографич. направление [112] в нарастающем кристалле параллельно направлению [1100] подложки (см. Кристаллы, Индексы кристаллографические).
Э. особенно легко осуществляется, если разность параметров обеих решёток не превышает 10%. При больших расхождениях сопрягаются наиб. плотноупакованные плоскости и направления. При этом часть плоскостей одной из решёток не имеет продолжения в другой; края таких оборванных плоскостей образуют т. н. дислокации несоответствия, обычно образующие сетку. Плотность дислокаций в сетке тем больше, чем больше разность параметров сопрягающихся решёток. Меняя параметр одной из решёток (добавлением примеси), можно управлять кол-вом дислокаций в эпитаксиально нарастающем слое.
Э. происходит т. о., чтобы суммарная энергия границы, состоящей из участков: подложка — кристалл, кристалл — маточная среда и подложка — среда, была минимальной. У в-в с близкими структурами и параметрами (напр., Au на Ag) образование границы сопряжения энергетически невыгодно м нарастающий слой имеет в точности структуру подложки (псевдоморфизм). С ростом толщины упруго напряжённой псевдоморфной плёнки запасённая в ней энергия растёт, и при толщинах более критической (для Au на Ag это 600 Å) нарастает плёнка с собств. структурой.
Помимо структурно-геом. соответствия, сопряжение данной пары в-в при Э. зависит от темп-ры процесса, степени пересыщения (переохлаждения) кристаллизующегося в-ва в среде, от совершенства подложки, чистоты её поверхности и др. условий кристаллизации. Для разных в-в и условий существует т. н. эпитаксиальная темп-ра, ниже к-рой нарастает только неориентированная плёнка.
Процесс Э. обычно начинается с возникновения на подложке отд. кристалликов, к-рые срастаются (коалесцируют), образуя сплошную плёнку. На одной и той же подложке возможны разные типы нарастания, напр. [100] (100) Аи У [100] (100) NaCl и [110] (111) Au || [110] (100) NaCl. Наблюдалась также Э. на подложке, покрытой тонкой плёнкой (несколько сотен А) С, О, О2 и др., что можно объяснить реальной структурой кристалла подложки, влияющей на промежуточный слой. Возможна Э. на аморфной подложке, на к-рой создан кристаллографически симметричный микрорельеф (графоэпитаксия).
Э. широко используется в микроэлектронике (транзисторы, интегр. схемы, светодиоды и т. д.), в квант. электронике (многослойные ПП гетероструктуры, см. Гетеропереход, инжекц. лазеры), в устройствах интегр. оптики, в вычислит. технике (элементы памяти с цилиндрическими магнитными доменами) и т. п.
• Палатник Л. С., П а п и р о в И. И., Ориентированная кристаллизация, М., 1964; их же, Эпитаксиальные пленки, М., 1971; Современная кристаллография, т. 3, М., 1980.
А. А. Чернов, Е. И. Гиваргизов.
ЭРГ (эрг, erg, от греч. ergon — работа), единица работы и энергии в СГС системе единиц. 1 эрг равен работе, совершаемой при перемещении точки приложения силы 1 дин на расстояние 1 см в направлении действия силы. 1 эрг=10-7 Дж=1,02•10-8 кгс•м=2,39•10-8 кал=2,78•10-14 кВт•ч.
ЭРГОДИЧЕСКАЯ ГИПОТЕЗА в статистической физике, состоит в предположении, что средние по времени значения физ. величин, характеризующих систему, равны их средним статистич. значениям; служит для обоснования статистич. физики. Физ. системы, для к-рых справедлива Э. г., наз. э р г о д и ч е с к и м и. Точнее, в классич. статистич. физике равновесных систем Э, г. есть предположение о том, что средние по времени от т. н. фазовых переменных (ф-ций, зависящих от координат и импульсов всех ч-ц системы), взятые по траектории движения системы как точки в фазовом пространстве (фазовой точки), равны средним статистическим по равномерному распределению фазовых точек в тонком (в пределе бесконечно тонком) слое вблизи поверхности пост. энергии. Такое распределение наз. микроканоническим распределением Гиббса.
В квант. статистич. физике Э. г. есть предположение, что все энергетич. состояния в тонком слое вблизи поверхности пост. энергии равновероятны. Э. г. эквивалентна, т. о., предположению, что замкнутая система может быть описана микроканонич. распределением Гиббса. Это один из осн. по-
905
стулатов равновесной статистич. физики, т. к. на основании микроканонич. распределения могут быть получены канонич. и большое канонич. распределения Гиббса (см. Гиббса распределения).
В более узком смысле Э. г.— выдвинутое австр. физиком Л. Больцманом в 70-х гг. 19 в. предположение о том, что фазовая траектория замкнутой системы с течением времени проходит через любую точку поверхности пост. энергии в фазовом пр-ве. В такой форме Э. г. неверна, т. к. ур-ния Гамильтона (см. Канонические уравнения механики) однозначно определяют касательную к фазовой траектории и не допускают самопересечения фазовых траекторий. Поэтому вместо больцмановской Э. г. была выдвинута квазиэргодическая гипотеза, в к-рой предполагается, что фазовые траектории замкнутой системы сколь угодно близко подходят к любой точке поверхности пост. энергии.
Матем. эргодич. теория изучает, при каких условиях средние по времени для ф-ций фазовых переменных динамич. системы равны средним статистическим. Согласно эргодич. теореме амер. математика Дж. Неймана, система эргодична при условии, что энергетич. поверхность не может быть разделена на такие конечные области, в к-рых вместе с начальной фазовой точкой находилась бы и вся фазовая траектория (т. н. св-во метрич. неразложимости). Доказательство того, что реальные системы явл. эргодическими,— очень сложная и ещё не решённая проблема.
•Уленбек Дж., Форд Дж., Лекции по статистической механике, пер. с англ., М., 1965, гл. 1—5; Т е р-Х а р Д., Основания статистической механики, «УФН», 1956, т. 59, в. 4; т. 60, в. 1; Балеску Р., Равновесная и неравновесная статистическая механика, пер. с англ., т. 2, М., 1978.
Д. Н. Зубарев.
ЭРСТЕД (Э, Ое), единица напряжённости магн. поля в СГС системе единиц (симметричной и СГСМ). Названа в честь дат. физика X. Эрстеда (Н. Orsted). 1Э равен напряжённости магн. поля, индукция к-рого в вакууме равна 1 Гс; 1Э=(1/4p)•103 А/м=79,5775 А/м.
ЭСТАФЕТНОЕ ДВИЖЕНИЕ ИОНОВ, движение ионов в собственном газе, при к-ром ускоренный в электрич. поле ион теряет заряд в результате резонансной перезарядки (см. Перезарядка ионов), а вновь возникший ион начинает движение с тепловой скоростью. В сильных полях при Э. д. и. скорость ионов пропорц. (Е/р)1/2 (Е — напряжённость электрич. поля, р — давление газа), а в слабых — Е/р.
• С е н а Л. А., Столкновения электронов и ионов с атомами газа, Л.— М., 1948; Смирнов Б. М., Физика слабоионизованного газа в задачах с решениями, М., 1972. Л. А. Сена.
ЭТАЛОНЫ (франц. etalon — образец, мерило), средства измерений или их комплексы, обеспечивающие воспроизведение и хранение узаконенных ед. физ. величин, а также передачу их размера др. средствам измерений. Без Э. невозможно добиться сопоставимости результатов измерений, выполняемых при помощи разл. приборов и в разное время. В связи с предельно высокими требованиями к точности Э. их создание, хранение и использование требуют спец. разработок и исследований, к-рые выполняются нац. метрологич. лабораториями. Для междунар. унификации ед. создаются междунар. Э. (в частности, Э. стран — членов СЭВ), в пределах одной страны — нац. Э.
В СССР Э. подразделяются на первичные, спец. и вторичные. Первичные Э. обеспечивают наивысшую в стране точность воспроизведения данной ед.; спец. Э. служат для воспроизведения ед. в особых условиях, в к-рых но могут применяться первичные Э. (высокие или сверхнизкие темп-ры, давления и т. д.). Первичные и спец. Э. утверждаются в кач-ве государственных, т. е. возглавляющих общесоюзные поверочные схемы для соответствующих видов средств измерений. Вторичные Э. служат для передачи размеров ед. образцовым средствам измерений, а также наиб. точным рабочим средствам измерений. Совокупность Э. СССР образует эталонную базу страны. В неё входят Э. осн. ед. Междунар. системы ед.: Э. метра в виде эталонного интерференц. компаратора с криптоновой лампой, на длине волны оранжевой линии излучения к-рой основано определение метра; Э. килограмма в виде платиноиридиевой гири и эталонных весов; Э. секунды и герца в виде комплекса аппаратуры для возбуждения эл.-магн. колебаний строго постоянной и известной частоты и для передачи радиосигналов времени и частоты; Э. ампера в виде токовых весов с аппаратурой для управления ими и для определения в абс. мере эдс эталона вольта; Э. кельвина в виде набора первичных пост. температурных точек и интерполяц. приборов (см. Международная практическая температурная шкала) и Э. канделы в виде полного излучателя — абсолютно чёрного тела при темп-ре затвердевания Pt и средств для сличений с ним эталонных светоизмерит. ламп (см. Световые эталоны), а также ряд первичных Э. производных ед. и спец. Э. На 1 июля 1981 утверждено 129 гос. Э. и св. 200 типов вторичных Э.
В СССР Э. сосредоточены гл. обр. в специализированных метрологич. ин-тах Гос. комитета СССР по стандартам (Госстандарта СССР), преимущественно во Всесоюзном н.-и. ин-те метрологии им. Д. И. Менделеева (Ленинград).
В др. странах классификация Э. несколько отличается от приведённой
выше, т. к. там в понятие «Э.» включают также образцовые средства измерений. К крупнейшим метрологич. лабораториям, создающим и хранящим нац. Э., относятся: Нац. бюро стандартов (США), Нац. физ. лаборатория (Великобритания), Нац. исследовательский совет (Канада), Федеральный физ.-техн. ин-т (ФРГ), Нац. эталонная лаборатория (Австралия). Междунар. Э., созданные в рамках Метрич. конвенции, хранит Междунар. бюро мер и весов (Париж, Севр), междунар. Э., создаваемые в рамках СЭВ, хранят нац. метрологич. лаборатории стран — членов СЭВ, уполномоченные соответствующим решением.
• Бурдун Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2 изд., М., 1975; Метрологическая служба СССР, М., 1968; Государственные эталоны СССР. Справочник, М., 1980.
К. П. Широков.
ЭТАЛОНЫ МАГНИТНЫХ ВЕЛИЧИН, эталоны, обеспечивающие воспроизведение и хранение установленных гос. стандартом (ГОСТ 8.417— 81) ед. магн. величин. К осн. хар-кам магн. полей и материалов относятся: магнитный поток, магнитная индукция и магнитный момент (или намагниченность — магн. момент ед. объёма в-ва).
Эталон ед. магн. потока представляет собой катушку с двумя обмотками на кварцевом каркасе. Потокосцепление вторичной обмотки с первичной обмоткой при токе в последней, равном 1А, определяет значение магн. потока эталона. В комплекс эталона магн. потока входит установка для передачи размера ед.— еебера — вторичным эталонам и рабочим мерам. Воспроизводимое эталоном значение магн. потока равно 0,0100176 Вб/А. Воспроизведение обеспечивается со ср. квадратич. отклонением результата измерений, не превышающем 0,001%, при неисключённой систематич. погрешности, не превышающей 0,0007%.
Эталон ед. магн. индукции представляет собой соленоид на кварцевом каркасе. Влияние магн. поля Земли компенсируется спец. системой катушек. Значение постоянной эталона, т. е. отношения магн. индукции к току, протекающему через обмотку соленоида, равно 5,653055•10-4 Тл/А. Значения магнитной индукции воспроизводятся в диапазоне
5•10-5 —5•10-4 Тл со ср. квадратич. отклонением результата измерений £0,0001% при неисключённой систематич. погрешности, не превышающей 0,00025%.
Эталон ед. магн. момента включает 4 катушки на кварцевом каркасе, устройство для измерения силы тока, компаратор магн. момента, применяемый в качестве нуль-индикатора, и стабилизированный источник постоянного тока. Значения магн. момента воспроизводятся в диапазоне 0,01—1,5 А•м2 со ср. квадратич. отклонением £0,02% при неисключённой систематич. погрешности 0,03—0,05%.
• Студенцов Н. В., Чернышева Н. Г., Чечурина Е. Н., Метроло-
906
гическая база магнитных измерений, «Метрология», 1972, № 1, с. 4; Магнитные измерения, М., 1969.
ЭТАЛОНЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН, эталоны, обеспечивающие воспроизведение и хранение установленных гос. стандартом (ГОСТ 8.417— 81) ед. электрич. величин.
В СССР в кач-ве первичного эталона ед. силы пост. электрич. тока (1 А) утверждены токовые весы, представляющие собой рычажные равноплечные весы, к одному из плеч к-рых подвешена катушка, коаксиально входящая в неподвижную катушку и электрически соединённая с ней последовательно. При прохождении тока по катушкам возникающая между ними сила эл.-магн. вз-ствия (притяжения) уравновешивается гирей, масса к-рой известна с высокой точностью. Первичный эталон ед. эдс (1 В) состоит из меры напряжения на основе Джозефсона эффекта для воспроизведения вольта абс. методом, группы из 19 термостатированных (25±0,001°С) насыщенных нормальных элементов для хранения ед. (вольта) и двух компараторов, один из к-рых применяется для "измерения эдс норм. элементов путём сравнения с мерой напряжения, а другой — для взаимных сличений норм. элементов и для передачи размера единицы вторичным эталонам.
Э. э. в. характеризуются номин. значением или диапазоном значений
воспроизводимой ед., оценкой неисключённой систематич. и случайной погрешностей воспроизведения единицы (см. табл.).
Развитие Э. э. в. характеризуется увеличением числа воспроизводимых единиц и диапазонов воспроизводимых значений электрич. величин, повышением точности, построением эталонов на основе природных физ. констант.
• Бурдун Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2 изд., М., 1975; Государственные эталоны СССР... Справочник, М., 1980; Современная система эталонов единиц электрических величин на основе фундаментальных физических констант и стабильных физических эффектов, М., 1977.
В. П. Кузнецов.
ЭТВЕШ (Э, Е), внесистемная ед. градиента ускорения свободного падения, равная изменению этого ускорения на 1 мгал = 10-3 см/с2 на расстоянии в 10 км по нормали к поверхности Земли. Названа в честь венг. физика Л. Этвеша (L. Eotvos). 1Э=10-9 с-2.
ЭТТИНГСХАУЗЕНА ЭФФЕКТ, возникновение градиента темп-ры ÑT в тв. проводнике с током плотностью j под действием магн. поля H^j в направлении, перпендикулярном j и Н. Относится к термогальваномагнитным явлениям. Назван в честь австр. физика А. Эттингсхаузена (A. Ettingshausen).
ЭФИР (греч. aither) мировой, световой эфир, гипотетич. всепроникающая среда, к-рой наука прошлых столетий приписывала роль переносчика света и вообще эл.-магн. вз-ствий.
Первоначально Э. понимали как механич. среду, подобную упругому телу. Соотв. распространение световых волн уподоблялось распространению звука в упругой среде, а напряжённости электрич. и магн. полей отождествлялись с механич. натяжениями Э. Гипотеза механич. Э. встретилась с большими трудностями. Так, поперечность световых волн требовала от Э. св-в абсолютно тв. тела, но в то же
время полностью отсутствовало сопротивление Э. движению небесных тел. Трудности механич. интерпретации Э. привели в кон. 19 в. к отказу от создания его механич. моделей. Нерешённым оставался лишь вопрос об участии Э. в движении тел. Возникшие при этом трудности и противоречия были преодолены в созданной А. Эйнштейном спец. теории относительности, к-рая полностью сняла проблему Э., упразднив его (см. Относительности теория, Электродинамика движущихся сред).
С совр. точки зрения вакуум физический обладает нек-рыми св-вами обычной матер. среды. Однако его не следует путать с Э., от к-рого он принципиально отличается уже потому, что эл.-магн. поле явл. самостоят. физ. объектом, не нуждающимся в спец. носителе.
• Б о р н М., Эйнштейновская теория относительности, пер. с англ., М., 1964.
ЭФФЕКТИВНАЯ МАССА, величина, имеющая размерность массы, характеризующая динамич. св-ва квазичастиц. Напр., движение электрона проводимости в кристалле под действием внеш. силы F и сил со стороны крист. решётки (см. Твёрдое тело, Зонная теория) в ряде случаев может быть описано как движение свободного эл-на, на к-рый действует только сила F (закон Ньютона), но с Э. м. m*, отличной от массы m свободного эл-на. Это отличие отражает вз-ствие эл-на проводимости с решёткой. В простейшем случае Э. м. определяется соотношением:
где ξ — энергия, р — квазиимпульс эл-на проводимости.
Понятие Э. м. обобщают для др. типов возбуждений (фононов, фотонов, экситонов и др.). Если зависимость ξ(р) (дисперсии закон) анизотропна, то Э. м. представляет собой тензор (тензор обратных эфф. масс)
Это означает, что ускорение эл-на в решётке в общем случае направлено не параллельно внеш. силе F. Оно может быть направлено даже антипараллельно F, что соответствует отрицат. значению Э. м. Св-ва эл-нов с отрицат. Э. м. столь отличаются от св-в обычных ч-ц, что оказалось удобным ввести в рассмотрение фиктивные положит. заряж. ч-цы — дырки с положит. Э. м.
При изучении гальваномагнитных явлений пользуются т. н. циклотронной Э. м. эл-нов и дырок:
где S — площадь сечения изоэнергетич. поверхности ξ(p)=const плоскостью, перпендикулярной магн. полю Н. Наиболее важные методы определения Э. м. эл-нов проводимости и дырок — циклотронный резонанс, измерение электронной теплоёмкости и др.
В теории квантовой жидкости для квазичастиц — фермионов с изотропным законом дисперсии Э. м. наз. отношение:
m*=p0/v0,
где р0 и v0— абс. значения импульса и скорости квазичастиц при абс. нуле
907
темп-ры, соответствующие Ферми энергии. Э. м. атома жидкого 3Не m*=3,08 m0, где m0 — масса свободного атома 3Не (см. Гелий жидкий).
• См. лит. при ст. Квазичастицы.
М. И. Каганов.
ЭФФЕКТИВНОЕ СЕЧЕНИЕ, см. Сечение.
ЭФФЕКТИВНЫЙ АТОМНЫЙ НОМЕР, атомный номер условного хим. элемента, для к-рого коэфф. передачи энергии ионизирующего излучения, рассчитанный на один эл-н, такой же, как у данного сложного в-ва.
ЭФФЕКТИВНЫЙ ЗАРЯД (эффективная константа связи), в квантовой теории поля (КТП) —аналог экранированного заряда в классич. электродинамике сплошных сред. Электрич. заряд, помещённый в среду, вызывает её поляризацию. Если заряд положителен, то электростатич. силы притянут к нему отрицат. заряды среды и оттолкнут положительные. Возникнет частичная экранировка заряда, зависящая от расстояния (r) до него.
В КТП физ. вакуум, т. е. пр-во, не содержащее реальных ч-ц, обладает способностью реагировать на присутствие отд. физ. ч-цы виртуальными процессами рождения ч-ц, наз. поляризацией вакуума. В квант. электродинамике (КЭД) вследствие поляризации вакуума возникает явление, аналогичное экранировке классич. заряда в среде. Однако вид зависимости Э. з. Е(r) существенно отличается от классич. случая (см. Квантовая теория поля). Поскольку электрич. заряд в КЭД выступает как константа связи, т. е. определяет интенсивность эл.-магн. вз-ствия полей, то понятие Э. з. переносится на любые модели КТП. В общем случае Э. з. описывает эффекты усиления или ослабления вз-ствия в зависимости от расстояния
(см. Перенормировка). Так, напр., в единой теории слабого и эл.-магн. вз-ствий (см. Слабое взаимодействие) Э. з. (аналогично КЭД) с увеличением расстояния убывает до значения заряда эл-на е (рис. 1). Напротив, в квантовой хромодинамике, описывающей сильное вз-ствие «цветных» кварков и елюонов, имеет место эффект антиэкранировки и убывание «цветового» Э. з. g(r) с уменьшением r (рис. 2), т. е. на малых расстояниях кварки становятся как бы свободными (т. н. асимптотическая свобода). С увеличением расстояния между кварками (и глюонами) Э. з. возрастает, что препятствует их разлёту. Это может оказаться причиной т. н. «инфракрасного удержания» кварков и глюонов (см. Удержание «цвета»), призванного объяснить их отсутствие в свободном состоянии.
А. В. Ефремов.
ЭФФУЗИЯ (от лат. effusio — разлитие, растекание), медленное истечение газов через малые отверстия. Различают два случая Э. 1) Диаметр отверстия мал по сравнению с длиной свободного пробега молекул (давление в сосуде очень мало). В этом случае имеет место мол. истечение, при к-ром столкновения между молекулами не играют роли. При этом общая масса газа Q, вытекающая за ед. времени через отверстие, равна:
Q=(p1-p2)Ö(m/2pRT),
где S — площадь отверстия, m — молекулярная масса газа, R — универсальная газовая постоянная, Т — абс. темп-ра газа, pl и р2 — давление газа по обе стороны отверстия. На этом основан эффузионный метод измерения очень малых давлений (ок. 10-3—10-4 мм рт. ст. или 0,1—0,01 Па). 2) Когда давление газа настолько велико, что ср. длина свободного пробега молекул меньше диаметра отверстия, истечение газа происходит по законам гидродинамики: молекулы движутся упорядоченно, вытекая из отверстия в виде струи, и объём газа, проходящего в ед. времени, ~1/Ör, где r — плотность газа. На этом законе основан метод определения плотности газов по времени их истечения через малые (0,10—0,01 мм) отверстия. Если же давление в сосуде значительно больше внеш. давления, то кол-во вытекающего газа пропорц. давлению в сосуде. ЭХО, волна, отражённая от к.-л. препятствия и принятая наблюдателем. Акустич. Э. можно наблюдать, напр., при отражении импульса акустического. Э. различимо на слух, если принятый и посланный импульсы разделены интервалом времени t³50—60 мс. Э. становится многократным, если имеется несколько отражающих поверхностей. В замкнутых объёмах отд. многочисл. Э. сливаются в сплошной отзвук, наз. реверберацией. Последняя может возникать также в открытом пр-ве, напр. в море, при наличии очень большого числа отражающих и рассеивающих объектов (напр., неоднородностеп среды, пузырьков воздуха, косяков рыбы).
Э. используется как средство измерения расстояния r от источника сигнала до отражающего объекта: r=ct/2, где с — скорость распространения волн в среде. На этом принципе основаны разл. применения эхо-сигналов в гидролокации, в навигации; существуют спец. эхолоты для измерения глубины морского дна. Эхо-методы используются в УЗ дефектоскопии, УЗ уровнемерах и др. приборах, связанных с контролъно-измерит. применениями УЗ. Акустич. Э. служит для нек-рых животных средством ориентировки и поиска добычи (см. Локация).
ЭХОЛОТ, навигационный прибор для определения глубины водоёмов с помощью акустич. эхо-сигналов. Действие Э. основано на измерении промежутка времени т, прошедшего от момента посылки зондирующего звук. импульса до момента приёма отражённого от дна эхо-сигнала. Глубина дна h=ct/2, где с — скорость звука в воде. В кач-ве зондирующей посылки в Э. используются импульсы акустические длительностью от долей до десятков мс и с частотой заполнения от единиц до неск. десятков (иногда сотен) кГц. УЗ импульс от генератора 1 (рис.) поступает на направленный излучатель (антенну) 2 и излучается в воду; отражённый сигнал принимается антенной 3, усиливается усилителем 4 и подаётся на блок слухового контроля 5 и индикатор или регистратор 6.
Принципиальная схема устройства эхолота.
В кач-ве излучателя и приёмника пользуются гл. обр. магнитострикц. или пьезокерамич. преобразователями, работающими на одной или неск. резонансных частотах. Нередко один и тот же преобразователь служит излучателем и приёмником. В кач-ве индикаторов глубин применяются проблесковые указатели с вращающейся неоновой лампой, вспыхивающей в момент приёма эхо-сигнала, стрелочные, цифровые, электронно-лучевые указатели, а также регистраторы-самописцы, записывающие измеряемые глубины на движущейся бумажной ленте электротермич. или хим. способом.
Большинство совр. Э. имеет довольно широкую диаграмму направленности (~30°), поэтому для подробной и более точной съёмки дна создаются УЗ Э. с очень узкой шириной луча (ок. 1°) и стабилизацией положения излучателя и приёмника в пространстве.
Э. изготавливаются на разные интервалы глубин, в пределах от 0,1 до 12 000 м, и работают при скоростях судна до 50 км/ч и более. Разрешающая способность по глубине определяется в осн. длительностью зондирующего импульса и в меньшей мере — шириной хар-ки направленности. Погрешность Э. составляет от 1% до сотых долей %. Э. используют также для поиска
908
косяков рыбы и для разнообразных гидроакустич. исследований.
• Федоров И. И., Эхолоты и другие гидроакустические средства, Л., 1960; Толмачев Д., Федоров И., Навигационные эхолоты, «Техника и вооружение», 1977, № 1.
ЭШЕЛЛЕ (эшель) (от франц. echellе — лестница), отражательная дифракционная решётка, обеспечивающая концентрацию энергии дифрагированного излучения в спектрах высоких порядков (от 5 до 500; см. Порядок интерференции). При относительно небольшом числе штрихов (10—100 штрихов на мм) для Э. характерны очень высокие дисперсия и разрешающая способность. Как диспергирующий элемент он занимает по этим параметрам промежуточное положение между Майкельсона эшелоном и эшелеттом. Профиль штриха Э. такой же, как у эшелетта, угол наклона зеркальной грани штриха (угол блеска) достигает 75°. Э. применяют в монохроматорах высокого разрешения и в спектрографах с т. н. скрещённой дисперсией (напр., в спектрографах СТЭ-1 установлены призма и Э., плоскости развёртки спектра к-рых взаимно перпендикулярны).
Л. Н. Капорский.
ЭШЕЛЕТТ (эшелет) (франц. echelette, от echelle — лестница), отражательная дифракционная решётка, способная концентрировать дифрагированное излучение в к.-л. определённом (но не нулевом) порядке спектра n (см. Порядок интерференции), ослабляя остальные. Это достигают введением дополнит. разности хода в каждом отд. штрихе, имеющем, как правило, треугольный профиль. Отражат. решётки типа Э. обычно нарезают спец. резцами на металлич. поверхности.
Э. представляет собой систему одинаковых зеркальных площадок (рис.) шириной а, плоскости к-рых параллельны одна другой и образуют с плоскостью заготовки угол i. При падении
Схема хода лучей для эшелетта: d — постоянная эшелетта; N — нормаль к общей поверхности эшелетта; N'— нормаль к зеркальной грани штриха; y — угол падения лучей на эшелетт; j — угол дифракции; а — угол падения лучей на зеркальную грань штриха; b — угол дифракции от зеркальной грани штриха.
на Э. параллельного пучка лучей на каждой зеркальной площадке происходит дифракция, как на узкой щели, и пучки, дифрагированные на всех площадках, интерферируют. Концентрация энергии дифрагированного излучения в заданном направлении происходит при выполнении след. условий: 1) направление j на гл. дифракц. максимум от всей решётки совпадает с направлением (3 на нулевой максимум от отдельного зеркального элемента (штриха); 2) направление на спектр нулевого порядка всей решётки совпадает с направлением на минимум при дифракции от отдельного зеркального элемента. Первое требование означает, что угол дифракции j, определяемый из условия максимумов для отражат. решётки d(siny+sinj) = nl, должен совпадать с углом b=-a из условия нулевого максимума от отд. штриха. Принимая во внимание, что углы положительны, если они расположены по одну сторону от нормали по ходу часовой стрелки, и учитывая соотношения между углами вида j =i-a и y=i+a, из условия максимумов можно получить выражение 2cos(y-i)sini=nl/d, позволяющее по заданному углу падения y и длине волны l вычислить угол наклона зеркальной грани г, наз. «углом блеска» и изменяющийся у совр. Э. в пределах 5—20°. Второе требование означает, что
для спектра нулевого порядка всей решётки, т. е. при y=-j, рассматриваемое направление должно совпадать с направлением b, к-рое определяется из условия минимумов при дифракции от отдельного зеркального элемента: a(sina+sinb) = kl для k=-1. Из рисунка следует, что a=y- i и -b=-j+i. Используя эти выражения, при условии равенства углов падения и дифракции (с учётом знака), можно получить соотношение -b=y+i, к-рое в условии минимумов приводит к соотношению вида 2sinicosy=kl/a. С помощью этого соотношения при известном угле наклона i отд. штриха можно вычислить его ширину а. Если 1-е и 2-е условия выполняются, то максимум отражённой от решётки энергии располагается в направлении зеркального отражения от рабочей плоскости штриха, т. е. в направлении a=-b. Отражат. решётки чаще всего используют в т. н. автоколлимац. схеме, для к-рой y=j=i. Из условия максимумов для этого случая легко получить длину волны, к-рой соответствует максимум концентрации энергии: nlмакс = 2dsini. Область длин волн вблизи lмакс наз. областью высокой концентрации энергии в данном порядке спектра n Совр. Э. в спектре одного порядка концентрируют до 70—80% энергии падающего излучения. Использование Э. позволяет создавать спектр. приборы, не уступающие по светосиле лучшим приборам с дисперсионными призмами. В СССР изготовляют Э. с числом штрихов от 600 на 1 мм для видимой области до 0,3 штриха на 1 мм для далёкой ИК области (l~500 мкм).
• Пейсахсон И. В., Оптика спектральных приборов, 2 изд., Л., 1975; Н а г и б и н а И. М., Интерференция и дифракция света, Л., 1974; Калитеевский Н. И., Волновая оптика, М., 1971.
Л. Н. Капорский.