М

МАГАЗИНЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕ­ЛИЧИН, конструктивно объединён­ные наборы мер пассивных электрич. величин (сопротивления, ёмкости, ин­дуктивности, взаимной индуктивно­сти), позволяющие воспроизводить ди­скретный или непрерывный ряд значе­ний этих величин в определ. диапазо­не. Используются в измерит. практи­ке, особенно при высокоточных изме­рениях методами сравнения (см., напр., Мост измерительный).

Наборы мер, входящих в М. э. в., разделяются на декады. Каждую из декад обычно образуют 9 или 10 мер одинакового номин. значения. Соеди­нение мер в разл. комбинациях при помощи коммутирующего устройства позволяет воспроизводить разл. зна­чения электрич. величины. По виду коммутирующего устройства разли­чают рычажные, штепсельные, вилоч­ные, зажимные М. э. в. Получили рас­пространение цифроаналоговые пре­образователи (ЦАПы), представляющие собой автоматически (дистанцион­но) управляемые М. э. в.

Самая многочисл. группа М. э. в.— магазины сопротивлений для пост. и перем. токов. Пром-стью выпускаются магазины, воспроизводящие сопротив­ления от 0,01 Ом до 1000 ГОм, с час­тотным диапазоном до 70 кГц и осн. относит. погрешностью измерений до 0,01%. Магазины ёмкостей воспроиз­водят ёмкость до 100 мкФ (наимень­шая декада может быть плавно регу­лируемой), частотный диапазон — до 20 кГц, осн. относит. погрешность — до 0,05%.

Магазины индуктивностей воспроиз­водят индуктивность до 100 мГн в час­тотном диапазоне до 10 кГц и обладают осн. относит. погрешностью измерений до 0,05%. Пром-стью выпускаются также магазины взаимных индуктив­ностей.

Техн. требования к М. э. в. стандар­тизованы в ГОСТе 22261—76 (общие требования), ГОСТе 23737—79 (мага­зины сопротивлений), ГОСТе 6746—75

(магазины ёмкостей), ГОСТе 21175—75 (магазины индуктивностей), ГОСТе 20798—75 (магазины взаимных ин­дуктивностей) .

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

В. П. Кузнецов.

МАГИЧЕСКИЕ ЯДРА, ядра, в к-рых число протонов Z или число нейтронов N равно одному из т. н.  м а г и ч е с к и х  ч и с е л — 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126. Ядра, подобные ²⁰⁸₈₂Pb (Z=82, N=126), в к-рых и Z и N — магиче­ские, наз. дважды магичес­кими. М. я. выделяются среди др. ядер повыш. устойчивостью, большей распространённостью в природе и др. особенностями, напр. наблюдается уменьшение энергии отрыва нуклона от ядра при переходе через магич. число. Так, для ядер с N от 124 до 128 энергия отрыва 82-го протона ~8,5 МэВ, тогда как энергия отрыва 83-го протона лишь ~4,4 МэВ. Суще­ствование М. я. послужило одним из доводов в пользу оболочечной модели ядра, согласно к-рой нуклоны запол-

356

 

 

 

няют систему нейтронных и протон­ных оболочек с определ. числом мест в каждой; магич. числа соответствуют целиком заполненным оболочкам (см. Ядро атомное).

Ф. Л. Шапиро.

МАГНЕТИЗМ, 1) особая форма вз-ствия между электрич. токами, меж­ду токами и магнитами (т. е. телами с магнитным моментом) и между маг­нитами; 2) раздел физики, изучаю­щий это взаимодействие и св-ва в-в (магнетиков), в к-рых оно проявляется.

Основные проявления магнетизма. В наиболее общем виде М. можно оп­ределить как особую форму матер. вз-ствий, возникающих между движу­щимися электрически заряж. ч-цами. Передача магн. вз-ствия, реализую­щая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется магнитным полем. Оно представляет собой наряду с электрич. полем одно из проявлений эл.-магн. формы дви­жения материи (см. Электромагнит­ное поле). Между магн. и электрич. полями нет полной симметрии. Источ­никами электрич. поля явл. электрич. заряды, но аналогичных магн. заря­дов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см. Магнитный монополь). Источник магн. поля — движу­щийся электрич. заряд, т. е. электрич. ток. В ат. масштабах для эл-нов и нук­лонов (протонов, нейтронов) имеются два типа мпкроскопич. токов — орби­тальные, связанные с переносом цент­ра тяжести этих ч-ц в атоме, и спино­вые, связанные с их внутр. движением.

Количеств. характеристикой М. час­тиц явл. их орбитальный и спиновый магн. моменты. Поскольку все микро­структурные элементы в-в — элек­троны, протоны и нейтроны — обла­дают магн. моментами, то и любые их комбинации — ат. ядра и электронные оболочки, а также и комбинации их комбинаций, т. е. атомы, молекулы и макроскопич. тела, могут в принципе быть источниками М. Т. о., по сущест­ву все в-ва обладают магн. св-вами.

Известны два осн. эффекта воздейст­вия внеш. магн. поля на в-ва. Во-первых, в соответствии с законом эл.-магн. индукции Фарадея внеш. магн. поле всегда создаёт в в-ве такой индукц. ток, магн. поле к-рого направле­но против нач. поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внеш. полем магн. момент в-ва всегда направлен противоположно внеш. полю (см. Диа­магнетизм). Во-вторых, если атом об­ладает отличным от нуля магн. мо­ментом (спиновым, орбитальным или тем и другим), то внеш. поле будет стремиться ориентировать его вдоль своего направления. В результате воз­никает параллельный полю магн. мо­мент, к-рый наз. парамагнит­ным (см. Парамагнетизм).

Существ. влияние на магн. свойства в-ва могут оказать также внутр. вз-ствия (электрич. и магн. природы) между микрочастицами — носителя­ми магн. момента (атомами и др.).

В нек-рых случаях благодаря этим вз-ствиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в в-ве существовала самопроизвольная (не зависящая от внеш. поля) упорядоченность в ориен­тации магн. моментов ч-ц (ат. магн. порядок). В-ва, в к-рых ат. магн. мо­менты ориентированы параллельно друг другу, наз. ферромагнетиками (см. Ферромагнетизм), соответственно антиферромагнетиками наз. в-ва, в к-рых соседние ат. моменты располо­жены антипараллельно (см. Антифер­ромагнетизм). Кроме таких коллинеарных ферро- и антиферромагнит­ных ат. структур, наблюдаются и неколлинеарные (винтовые, треугольные и др.).

Сложность ат. структуры в-в, по­строенных из огромного числа атомов, приводит к практически неисчерпае­мому разнообразию их магн. св-в. При рассмотрении магн. свойств в-в для них употребляют общий термин «магнетики». Взаимосвязь магн. свойств в-в с их немагн. св-вами (электрич., механич., оптическими и т. д.) позволяет очень часто использовать исследования магн. св-в как источник информации о внутр. структуре микрочастиц и тел макроскопич. размеров. Огромный ди­апазон магн. явлений, простирающий­ся от М. элем. ч-ц до М. косм. тел (Зем­ли, Солнца, звёзд и др.), объясняет глубокий интерес к М. со стороны мн. наук (физики, астрофизики, химии, биологии) и его широкое применение в технике. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи: Солнечный ветер, Земной магнетизм, Магнитосфера, Магнитное поле, Маг­нитная гидродинамика, Магнитная структура атомная, Магнитные ма­териалы, Магнит постоянный и др.

Магнетизм веществ. Макроскопич. описание магн. свойств в-в обычно проводится в рамках теории эл.-магн. поля (см. Максвелла уравнения), тер­модинамики и статистической физи­ки. Одной из осн. макроскопич. хар-к магнетика, определяющих его термодинамич. состояние, явл. вектор на­магниченности J (суммарный магн. момент ед. объёма магнетика). Вектор J — ф-ция напряжённости магн. поля Н. Графически зависимость J(H) изоб­ражается кривой намагни­чивания, имеющей разл. вид у разных магнетиков. В ряде в-в между J и Н существует линейная зависи­мость: J=cH, где c — магнитная восприимчивость ед. объёма в-ва (у диамагнетиков c<0, у парамагнети­ков c>0). У ферромагнетиков J свя­зана с H нелинейно; у них восприим­чивость зависит не только от темп-ры Т и свойств вещества, но и от по­ля H.

Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через по­тенциал термодинамический Ф(Н, Т, р) по ф-ле: J=-(дФ/дН)_Т,р (р — давление). В свою очередь, расчёт Ф(Н, Т, р) основан на соотноше­нии Гиббса — Богуславского: Ф= -kTlnZ(H, T,p), где Z(H,Т,р)— статистическая   сумма.

Из общих положений классич. статистич. физики следует, что электронные системы не могут обладать термо­динамически устойчивым магн. мо­ментом (Бора — ван-Лёвен теорема), но это противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М. атомов и макроскопич. тел. М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магн. момен­тами их эл-нов, движением эл-нов в оболочках атомов и молекул (т. н. орбитальным М.), спиновым и орбитальным М. нуклонов ядер. В мно­гоэлектронных атомах сложение орби­тальных и спиновых магн. моментов производится по законам пространств. квантования — результирующий магн. момент m_j определяется полным угло­вым квантовым числом j и равен: m_j=g_jÖ(j(j+1)m_Б),где g_j — Ланде множитель, m_б — магнетон Бора.

У атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и др.) электронные оболочки маг­нитно нейтральны (их суммарный магн. момент равен нулю). Во внеш. магн. поле инертные газы проявляют диамагн. св-ва. Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и др.) обладает лишь спиновым магн. моментом валентного эл-на, орби­тальный магн. момент этих атомов ра­вен нулю. В результате атомы щелоч­ных металлов парамагнитны. У атомов переходных металлов [Fe, Co, Ni, ред­коземельных металлов (РЗМ) и др.] не достроены d- и f-слои их электрон­ных оболочек. Спиновые и орбиталь­ные магн. моменты эл-нов этих слоев не скомпенсированы, что приводит к существованию у изолированных ато­мов Fe, Co, Ni и РЗМ значит. магн. мо­мента.

Магн. свойства в-в определяются природой ат. носителей М. и хар-ром их вз-ствий. Даже в-во одного и того же хим. состава в зависимости от внеш. условий, а также крист. или фазовой структуры (напр., степени упорядоче­ния атомов в сплавах и т. п.) может об­ладать разл. магн. св-вами. Напр., Fe, Со и Ni в крист. состоянии ниже определ. темп-ры (Кюри точка) обла­дают ферромагн. св-вами, выше точки Кюри они парамагнитны. То же на­блюдается и у антиферромагнетиков, их критич. темп-ру наз. Нееля точкой. У нек-рых РЗМ между ферро- и пара­магнитной температурными областями существует антиферромагн. область.

Количественно вз-ствие между ат. носителями М. в в-ве можно охаракте­ризовать величиной энергии этого вз-ствия e_вз, рассчитанной на отд. пару частиц — носителей магн. момента. Энергию e_вз, обусловленную электрич. и магн. вз-ствием ч-ц, можно сопоста­вить с величинами энергий др. ат. вз-ствий: с энергией ч-цы, имеющей

357

 

 

магн. момент порядка ~m_б в нек-ром эффективном магн. поле H_эфф, т. е. с e_H=m_БH_эфф, и со ср. энергией теп­лового движения ч-цы при нек-рой эффективной критич. темп-ре Т_к, т. е. e_T=kT_к (H_эфф и Т_к служат мерами энергии вз-ствия ч-ц). При значениях напряжённости внеш. поля H<H_эфф или при темп-pax T<T_к будут сильно проявляться магн. свойства в-ва, обус­ловленные внутр. вз-ствиями ат. носителей М. (т. н. «сильный» М. в-в). Наоборот, в областях H>>H_эфф или Т>>Т_к будут доминировать внеш. фак­торы — темп-pa или поле, подавляю­щие эффекты внутр. вз-ствия («слабый» М. в-в). Эта классификация формаль­на, т. к. не вскрывает физ. природы H_эфф и T_к. Для полного выяснения природы магн. свойств в-ва необхо­димо знать не только величину энер­гии e_вз по сравнению с e_T или e_H, но также и её физ. происхождение и хар-р магн. момента носителей (орби­тальный или спиновый). Если исклю­чить случай ядерного М., то в. элек­тронных оболочках атомов и молекул, а также в электронной системе конден­сированных в-в (жидкости, кристаллы) действуют два типа сил — электриче­ские и магнитные. Мерой электрич. вз-ствия может служить электростатич. энергия e_эл двух эл-нов, находя­щихся на ат. расстоянии a (a=10^{-8 см):} e_эл~е²/а=2,57•10^-11 эрг. Мерой магн. вз-ствия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магн. мо­ментами m_б и находящихся на расстоя­нии а, т. е. e_магн~m²_Б/a³»10^-15 эрг.

Т. о., e_эл превосходит энергию e_магн на три-четыре порядка. В связи с этим сохранение намагниченности ферро­магнетиками (Fe, Co, Ni) до темп-р T~1000К может быть обусловлено только электрич. вз-ствием, т. к. при энергии e_магн~10^-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирую­щее действие магн. сил уже при 1 К. Согласно квант. механике, наряду с кулоновским электростатич. вз-ствием заряж. ч-ц существует также чисто квантовое электростатическое обменное взаимодействие, зависящее от взаим­ной ориентации магн. моментов эл-нов. Эта часть вз-ствия, электростатическая по своей природе, оказывает существ. влияние на магн. состояние электрон­ных систем. В частности, это вз-ствие благоприятствует упорядоченной ори­ентации магн. моментов ат. носителей М. Верхний предел энергии обменного вз-ствия e_об~10^-13 эрг.

Значение e_об>0 соответствует па­раллельной ориентации ат. магн. мо­ментов, т. е. самопроизвольной (спон­танной) намагниченности ферромагне­тиков. При e_об<0 имеет место тенден­ция к антипараллельной ориентации соседних магн. моментов, характер­ной для ат. магн. структуры антифер­ромагнетиков. В кристаллах сплавов

и соединении возможно т. н. смешан­ное обменное вз-ствие, когда между разл. узлами крист. решётки знаки e_об противоположны. Изложенное поз­воляет провести следующую физ. клас­сификацию магн. свойств в-в.

I. Магнетизм слабо взаимодействую­щих частиц (e_вз<<m_БH или e_вз<<kT).

Преобладание диамаг­нетизма. К в-вам с диамагн. св-вами относятся: а) все инертные газы, а также газы, атомы или молеку­лы к-рых не имеют собственного ре­зультирующего магн. момента. Их магн. восприимчивость отрицательна и очень мала по абс. величине [моляр­ная восприимчивость c порядка —(10^-7—10^-5)]; от темп-ры она прак­тически не зависит; б) органич. соеди­нения с неполярной связью, в к-рых молекулы или радикалы либо не имеют магн. момента, либо парамагн. эф­фект в них подавлен диамагнитным; у этих соединений c порядка —10⁶ и также практически не зависит от темп-ры, но обладает заметной анизотропи­ей (см. Магнитная анизотропия); в) жидкие и крист. в-ва: нек-рые металлы (Zn, Au, Hg и др.); р-ры, сплавы и хим. соединения (напр., га­логены) с преобладанием диамагне­тизма ионных остовов (ионы, подоб­ные атомам инертных газов, Li⁺ , Ве²⁺ , Аl³⁺, Сl^- и т. п.). М. этой груп­пы в-в похож на М. «классич.» диамагн. газов.

Преобладание парамаг­нетизма характерно: а) для свободных атомов, ионов и молекул, обладающих результирующим магн. моментом. Парамагнитны газы O₂, NO, пары щелочных и переходных ме­таллов. Восприимчивость их c~10^-3—10^-5 и при не очень низких темп-рах и не очень сильных магн. полях (m_БH/kT<<1) не зависит от поля H, но существенно зависит от темп-ры — для c имеет место Кюри закон: c=C/T, где С — постоянная Кюри; б) для ионов переходных элементов в жидкой фазе, а также в кристаллах при усло­вии, что магнитно-активные ионы сла­бо взаимодействуют друг с другом и их ближайшее окружение в конденсиров. фазе слабо влияет на их парамаг­нетизм. При условии m_БH/kT<<1 их восприимчивость c не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса закон: c=С'/(Т-D), где С' и D — константы в-ва; в) для ферро- и антиферромагн. в-в выше точки Кюри q.

II. Магнетизм электронов проводи­мости в металлах и полупроводниках.

Парамагнетизм электро­нов проводимости (спино­вый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li, К, Na и др.), щёлочно­земельных (Са, Cr, Ba, Ra) и переход­ных металлов (элементов с недостроен­ными 3d-, 4d- и 5d-оболочками, кроме Fe, Ni, Co и Mn, Cr). Восприимчивость их мала (c~10^-5), не зависит от поля и слабо меняется с темп-рой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и др.) этот пара-

магнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов.

Диамагнетизм электро­нов проводимости в ме­таллах (Ландау диамагнетизм) присущ всем металлам, но в большин­стве случаев его маскирует либо более сильный спиновый электронный пара­магнетизм, либо диа- или парамагне­тизм ионных остовов.

Пара- и диамагнетизм электронов проводимо­сти в полупроводниках. По сравнению с металлами в ПП мало эл-нов проводимости, но число их растёт с повышением темп-ры; c в этом случае также зависит от Т.

М.сверхпроводников об­условлен электрич. токами, текущими в тонком поверхностном слое толщи­ной ~10^{-5 см. Эти токи экранируют толщу сверхпроводника от внеш. магн. полей, поэтому в массивном сверхпро­воднике при} T<T_к магн. поле равно нулю (Мейснера эффект).

III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (e_вз>>m_БH или e_вз>>kT).

Ферромагнетизм имеет ме­сто в в-вах с положительной обменной энергией (e_об>0)^: в кристаллах Fe, Со, Ni, ряде РЗМ (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb), в сплавах и соединениях с участием этих элементов, а также в сплавах Cr, Mn и в соединениях U. Для ферромагнетизма характерна са­мопроизвольная намагниченность при темп-pax T<q, при T>q ферромаг­нетики переходят либо в парамагнит­ное, либо в антиферромагн. состояние (последнее наблюдается, напр., в нек-рых РЗМ). Однако из опыта известно, что в отсутствии внеш. поля ферромагн. тела не обладают результирую­щей намагниченностью (если исклю­чить вторичное явление остаточной намагниченности). Это объясняется тем, что при H=0 ферромагнетик раз­бивается на большое число микроскопич. областей самопроизвольного на­магничивания — доменов. Векторы на­магниченности отд. доменов ориенти­рованы так, что суммарная намагни­ченность ферромагнетика равна нулю. Во внеш. поле доменная структура изменяется, ферромагн. образец при­обретает результирующую намагни­ченность (см. Намагничивание).

Антиферромагнетизм имеет место в в-вах с отрицательной обменной энергией (e_об<0): в кри­сталлах Cr и Mn, ряде РЗМ (Се, Pr, Nd, Sm, Eu), а также в многочисл. сое­динениях и сплавах с участием эле­ментов переходных групп.

Крист. решётка этих в-в разбивается на т. н. подрешётки магнитные, век­торы самопроизвольной намагничен­ности J_ki к-рых либо антипараллельны (коллинеарная антиферромагн. связь), либо направлены друг к другу под углами, отличными от 0 и 180° (неколлинеарная связь, см. Магнитная структура атомная). Если суммар­ный момент всех магн. подрешёток в

358

 

 

антиферромагнетике равен нулю, то имеет место скомпенсиров. антиферро­магнетизм; если же имеется отличная от нуля разностная самопроизвольная намагниченность, то наблюдается нескомпенсиров. антиферромагнетизм, или ферримагнетизм, к-рый реализу­ется гл. обр. в кристаллах окислов металлов с крист. решёткой типа шпи­нели, граната, перовскита и др. мине­ралов (их наз. ферритами). Эти в-ва по электрич. св-вам — ПП и диэлект­рики, по магн. св-вам они похожи на обычные ферромагнетики. При нару­шении компенсации магн. моментов в антиферромагнетиках из-за слабого вз-ствия между ат. носителями М. в ряде случаев возникает очень малая самопроизвольная намагниченность в-в (~0,1% от обычных значений для ферро- и ферримагнетиков), к-рые наз. слабыми ферромагнетиками (напр., гематит a-Fe₂O₃, карбонаты ряда металлов, ортоферриты; см. Слабый ферромагнетизм). Существует разли­чие в хар-ре ат. носителей магн.. мо­мента в ферро- и антиферромагнитных d- и f-металлах, металлич. сплавах и соединениях и непроводящих кри­сталлах. В d-металлах и сплавах осн. носителями ат. магн. момента явл. эл-ны бывшего недостроенного d-слоя взолиров. атомов. Обусловленный ими ферро- или антиферромагнетизм свя­зан с проявлением обменного вз-ствия в системе коллективизированных d-электронов.

В 4 f-металлах и диэлектрич. кри­сталлах упорядоченные ат. магн. структуры образованы магн. момен­тами, локализованными вблизи узлов крист. решётки, занятых магнитно-активными ионами.

Существует также упорядоченный М. в аморфных тв. телах (в переох­лаждённых жидкостях, т. н. металли­ческих стёклах), обладающих рядом специфич. св-в, отличных от магн. св-в крист. магнетиков.

Большой интерес представляют так­же в-ва, названные спиновыми стёк­лами, в к-рых имеется ат. упорядоче­ние, но отсутствует упорядочение ло­кализованных атомных спиновых или орбитальных магн. моментов.

Магн. состояние ферро- или анти­ферромагнетика во внеш. магн. поле Н определяется, помимо величины поля, ещё и предшествующими состояниями магнетика (магн. предысторией образ­ца). Это явление наз. гистерезисом. Магн. гистерезис проявляется в неод­нозначности зависимости J от Н (в наличии петли гистерезиса). Благода­ря гистерезису для размагничивания образца оказывается недостаточным устранить внеш. поле, при H=0 об­разец сохранит остаточную намагни­ченность J_r. Для размагничивания образца нужно приложить обратное магн. поле Н_с, к-рое наз. коэрцитив­ной силой. В зависимости от значения Н_с различают магнитно-мягкие мате­риалы (H_с<800 А/м или 10 Э) и маг­нитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (H_с>4 кА/м или 50 Э). J_r и Н_с зависят от темп-ры и, как пра­вило, убывают с её повышением, стре­мясь к нулю с приближением Т к 0.

Научные и технические проблемы магнетизма. Осн. науч. проблемами совр. учения о М. являются: 1) выяс­нение природы обменного вз-ствия и вз-ствий, обусловливающих анизотро­пию в разл. типах магнитоупорядоченных кристаллов; объяснение спектров элем. магн. возбуждений (магнонов) и механизмов их вз-ствия между со­бой, а также с фононами, эл-нами проводимости и др.; 2) создание тео­рии перехода из парамагнитного в ферромагн. состояние. Исследование М. в-в применяется как средство изу­чения хим. связей и структуры моле­кул (магнетохимия). Изучение диа- и парамагн. св-в газов, жидкостей, р-ров, соединений в тв. фазе позволяет разобраться в деталях физ. и хим. процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магн. динамич. хар-к (магнитного резонанса и релаксац. процессов) помогает понять кинетику многих физ. и физ.-хим. процессов в разл. в-вах. Интенсивно развивается магнитобиология.

К важнейшим проблемам М. косм. тел относятся: выяснение происхож­дения магн. полей Земли, планет, Солнца, звёзд (в частности, пульса­ров), внегалактич. радиоисточников (радиогалактик, квазаров и др.), а также роли магн. полей в косм. пр-ве.

Проблемы техн. применения М. вхо­дят в число важнейших проблем элек­тротехники, радиотехники, электро­ники, приборостроения и вычислит. техники, навигации, автоматики и те­лемеханики. В технике широкое при­менение нашли магн. дефектоскопия и магн. методы контроля. Магнитные материалы идут на изготовление магнитопроводов генераторов, моторов, трансформаторов, реле, магн. усили­телей, элементов магн. памяти, стре­лок компасов, лент магн. записи и т. д.

Историческая справка. Первые пись­менные свидетельства о М. (Китай) имеют более чем двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о при­менении естеств. пост. магнитов в кач-ве компасов. В работах древнегреч. и римских учёных есть упомина­ние о притяжении и отталкивании магнитов и о намагничивании в при­сутствии магнита железных опилок (напр., у рим. поэта и философа-мате­риалиста Лукреция в поэме «О при­роде вещей», 1 в. до н. э.). В эпоху средневековья в Европе стал широко применяться магн. компас (с 12 в.), были предприняты попытки эксперим. изучения св-в магнитов разной формы (франц. учёный Пьер де Марикур, 1269). Результаты исследований М. в эпоху Возрождения были обобщены в труде англ. физика У. Гильберта «О магните, магнитных телах и о боль­шом магните — Земле» (1600). Гиль­берт показал, в частности, что Земля — магн. диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноимён­ных полюсов магнита. Далее учение о М. развивалось в работах франц. учёного Р. Декарта, рус. учёного Ф. Эпинуса и франц. физика Ш. Куло­на. Декарт был автором первой под­робной метафиз. теории М. и геомаг­нетизма («Начала философии», ч. 4, 1644); он исходил из существования особой магн. субстанции, обусловли­вающей своим присутствием и движе­нием М. тел.

В трактате «Опыт теории электри­чества и магнетизма» (1759) Эпинус подчеркнул аналогию между электрич. и магн. явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—89), имеет определённое количеств. выражение: вз-ствие точечных магн. полюсов под­чиняется тому же закону, что и вз-ст­вие точечных электрич. зарядов (Ку­лона закон). В 1820 дат. физик X. Эр­стед открыл магн. поле электрич. тока. В том же году франц. физик А. Ампер установил законы магн. вз-ствия токов, эквивалентность магн. св-в кругового тока и тонкого плоско­го магнита; М. он объяснял существо­ванием мол. токов. В 30-х гг. 19 в. нем. учёные К. Гаусс и В. Вебер раз­вили матем. теорию геомагнетизма и разработали методы магн. измерений.

Новый этап в изучении М. начи­нается с работ англ. физика М. Фара­дея, к-рый дал последоват. трактовку явлений М. на основе представлений о реальности эл.-магн. поля. Ряд важнейших открытий в области элек­тромагнетизма (эл.-магн. индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э. X. Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых эл.-магн. явлений в трудах англ. физика Дж. К. Максвелла (1872), систематич. изучение св-в фер­ромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; франц. физик П. Кюри, 1895, и др.) заложили осно­вы совр. макроскопич. теории М.

Изучение М. на микроскопич. уров­не стало возможно после открытия электронно-ядерной структуры атомов. На основе классич. электронной тео­рии голл. физика X. А. Лоренца франц. учёный П. Ланжевен в 1905 построил теорию диамагнетизма, а также квазиклассич. теорию парамаг­нетизма. В 1892 рус. учёный Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс (Франция) вы­сказали идею о существовании внутр. мол. поля, обусловливающего св-ва ферромагнетиков. Открытие электрон­ного спина и его М. (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, США, 1925), созда­ние квант. механики привели к раз­витию квант. теории диа-, пара- и фер­ромагнетизма. На основе квантовомеханич. представлений (пространств. квантования) франц. физик Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намаг­ниченности парамагнетиков от внеш. магн. поля и темп-ры. Нем. физик Ф. Хунд в 1927 провёл сравнение экс-

359

 

 

перим. и теор. значений эфф. магн. моментов ионов в разл. парамагн. солях, что привело к выяснению влия­ния электрич. полей парамагн. кри­сталла на «замораживание» орбит. моментов ионов. Исследования этого явления позволили установить, что намагниченность кристалла опреде­ляется почти исключительно спиновы­ми моментами (У. Пенни и Р. Шлапп; Дж. ВанФлек, США, 1932). В 30-х гг. была построена квантовомеханич. тео­рия магн. св-в свободных эл-нов (пара­магнетизм Паули, 1927; Ландау диа­магнетизм, 1930). Существ. значение для дальнейшего развития теории пара­магнетизма имело предсказанное Я. Г. Дорфманом (1923) и затем открытое Е. К. Завойским (1944) явление элек­тронного парамагнитного резонанса (ЭПР).

Созданию квант. теории ферромаг­нетизма предшествовали работы нем. физика Э. Изинга (1925, двухмерная модель ферромагнетиков), Я. Г. Дорфмана (1927, им была доказана немагн. природа мол. поля), нем. физика В. Гейзенберга (1926, квантовомеханич. расчёт атома гелия), нем. физиков В. Гейтлера и Ф. Лондона (1927, рас­чёт молекулы водорода). В двух по­следних работах был использован от­крытый в квант. механике эффект об­менного взаимодействия эл-нов (П. Ди­рак, Великобритания, 1926) в оболоч­ке атомов и молекул и установлена его связь с магн. св-вами электронных систем, подчиняющихся Ферми — Ди­рака статистике (Паули принцип). Квант. теория ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизиров. модель) и Гейзенберга (1928, модель локализов. спинов). Рассмотрение ферромагнетиз­ма как квантового кооперативного явления (амер. физики Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых волн. В 1932—33 франц. фи­зик Л. Неель и Л. Д. Ландау пред­сказали существование антиферромагнетизма. Изучение новых классов магн. в-в — антиферромагнетиков и ферритов — позволило глубже понять природу М. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхожде­нии энергии магн. анизотропии, по­строена теория доменной структуры и освоены методы её эксперим. изуче­ния.

Развитию теории М. в значит. мере способствовало создание новых экс­перим. методов исследования в-в. Нейтронографич. методы позволили оп­ределить типы ат. магн. структур. Ферромагнитный резонанс, первона­чально открытый и исследованный в работах В. К. Аркадьева (1913), а затем Дж. Гриффитса (США, 1946), и антиферромагнитный резонанс (К. Гортер и др., 1951) позволили начать эксперим. исследования процессов магн. релаксации, а также дали независимый метод определения эфф. по­лей анизотропии в ферро- и антиферро­магнетиках. Физ. методы исследова­ний, основанные на явлении ядерного магнитного резонанса (Э. Пёрселл и др., США, 1946) и Мёссбауэра эффек­те (1958), значительно углубили зна­ния о распределении спиновой плотно­сти в в-ве, особенно в металлич. ферромагнетиках. Наблюдение рас­сеяния нейтронов и света позволили для ряда в-в определить спектры спи­новых волн. Параллельно с эксперим. работами развивались и разл. аспекты теории М.: магн. симметрии кристал­лов, ферромагнетизма коллективизи­рованных эл-нов, фазовых переходов II рода и критических явлений, а также модели одномерных и двухмерных фер­ро- и антиферромагнетиков.

Успехи в изучении природы магн. явлений позволили осуществить син­тез новых перспективных магн. мате­риалов: ферритов для ВЧ и СВЧ уст­ройств, высококоэрцитивных соеди­нений типа SmCo₅ (см. Магнит по­стоянный), прозрачных ферромагне­тиков, аморфных магнетиков (в т. ч. спиновых стёкол, в к-рых наблюдает­ся беспорядочное распределение ори­ентации ат. магн. моментов по узлам крист. решётки), ферро- и антиферро-магн. аморфных материалов (т. н. ме­таллических стёкол, или метглассов) и др.

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976; Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Электродинамика спло­шных сред, М., 1959; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; К и т т е л ь Ч., Введение в физику твердого тела, пер. с англ., М., 1978; Уайт Р.-М., Квантовая теория магнетизма, пер. с англ., М., 1972; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; М а т т и с Д., Теория магнетизма. Введение в изучение кооперативных явлений, пер. с англ., М., 1967.

С. В. Вонсовский.

МАГНЕТИК, термин, применяемый ко всем в-вам при рассмотрении их магн. св-в. Разнообразие типов М. обусловлено различием магн. св-в микрочастиц, образующих в-во, а так­же хар-ра вз-ствия между ними. М. классифицируют по величине и знаку их магнитной восприимчивости к (в-ва с c<0 наз. диамагнетиками, с c>0 — парамагнетиками, с c>>1 — ферро­магнетиками). Более глубокая физ. классификация М. основана на рас­смотрении природы микрочастиц, об­ладающих магн. моментами, их вз-ст­вия, магнитной структуры атомной в-ва, а также влияния на М. внеш. факторов (см. Магнетизм).

МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФ­ФЕКТ, изменение темп-ры магнетика при адиабатич. изменении напряжён­ности магн. поля Н, в к-ром находит­ся магнетик. С изменением поля на dН совершается работа намагничивания dА=JdH (J— намагниченность). По первому началу термодинамики dА=dQ-dU, где dQ — сообщённое магнетику кол-во теплоты (в условиях адиабатичности оно равно нулю), dU — изменение внутренней энергии магнетика. Т. о., при dQ=Q работа совершается лишь за счёт изменения внутр. энергии (dA =-dU), что приводит к изменению темп-ры магнетика, если его внутр. энергия зависит от темп-ры Т. В пара- и ферромагнети­ках с ростом Н намагниченность J уве­личивается, т. е. растёт число атомных магн. моментов (спиновых или орби­тальных), параллельных Н. В резуль­тате энергия пара- и ферромагнетиков по отношению к полю и их внутр. энергия обменного взаимодействия уменьшаются. С другой стороны, внутр. энергия пара- и ферромагнети­ков увеличивается с увеличением Т. Поэтому на основании Лв Шателье— Брауна принципа при намагничивании должно происходить нагревание пара- и ферромагнетиков. Для ферромагне­тиков этот эффект максимален вблизи точки Кюри, для парамагнетиков М. э. растёт с понижением темп-ры. При ади­абатич. уменьшении поля происходит частичное или полное (при выключе­нии поля) разрушение упорядоченной ориентации моментов за счёт внутр. энергии, что приводит к охлаждению магнетика (см. Магнитное охлажде­ние).

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

С. В. Вонсовский.

МАГНЕТОН, единица магнитного мо­мента, принятая в ат. и яд. физике, физике тв. тела, элем. ч-ц и т. д. Магн. момент ат. систем, обусловленный в осн. орбитальным движением и спином эл-нов, измеряется в магнето­нах Бора:

(е — абс. величина электрич. заряда, m — масса эл-на). В яд. физике магн. моменты измеряются в ядерных магнетонах, отличающихся от (m_б заменой массы эл-на m на массу протона М:

m_я=eћ/2Mc»5,051•10^-24 эрг/Гс.   (2)

Физ. смысл величины m_б легко по­нять из полуклассич. рассмотрения движения эл-на по круговой орбите радиуса r со скоростью v. Такая сис­тема аналогична витку с током, сила I к-рого равна заряду, делённому на период вращения: I=ev/2pr. Согласно классич. электродинамике, магнит­ный момент витка с током, охваты­вающего площадь S, равен в СГС сис­теме единиц (Гауссовой): m= IS/с=evr/2c, или m=еМ_lz/2mс, где M_lz=mvr — орбит. момент кол-ва дви­жения эл-на. Если учесть, что в квант. механике проекция орбит. момента m_lz кратна постоянной Планка, M_lz=│m_l│ћ, где m_l=0, ±1, ±2, ... , то получится выражение:

Т. о., магн. момент эл-на, находяще­гося в состоянии с проекцией орби­тального момента m_lz, кратен магне­тону Бора, к-рый в данном случае иг­рает роль элем. магн. момента — «кванта» магн. момента эл-на.

360

 

 

Помимо орбит. момента кол-ва дви­жения, эл-н обладает собств. механич. моментом — спином s, проекция к-рого |m_s| = ¹/₂ (в единицах ћ). Спи­новый магн. момент m_s=2m_Б|,m_s|, т. е. в 2 раза больше величины, к-рую сле­довало ожидать на основании ф-лы (3), но т. к. |m_s|=¹/₂, то m_s эл-на так­же равен магнетону Бора: m_s=m_б. Этот факт непосредственно вытекает из релятив. квант. теории эл-на, в ос­нове к-рой лежит Дирака уравнение.

Ядерный М. имеет аналогичный смысл: это магн. момент, создаваемый движением протона с проекцией орбит. момента |m_lz|=1. Однако собств. магн. моменты яд. ч-ц — протона и нейтрона, обладающих, как и эл-н, спином ¹/₂, значительно отличаются от тех значений, к-рые они должны бы иметь по теории Дирака. Аномальные магн. моменты этих ч-ц, а также др. адронов обусловлены их сильным вза­имодействием.

Д. В. Гольцов.

МАГНЕТОСОПРОТИВЛЕНИЕ, отно­сительное изменение уд. электрич. сопротивления r проводника в магн. поле Н к его уд. сопротивлению r₀ в отсутствии поля. Различают попереч­ное М. Dr^/r₀=(r^-r₀)/r₀ и продольное

Dr║/r₀=(r║-r₀)/r₀ (см. Магниторезистивный эффект).

МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФ­ФЕКТ, возникновение в кристаллах намагниченности J при помещении их в электрич. поле E (J=aE). М. э. возможен только в магнитоупорядоченных кристаллах (антиферро-, ферри- и ферромагнетиках). На возмож­ность существования М. э. указали впервые Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц (1957). И. Е. Дзялошинский (1959) на основании данных о магн. симметрии кристаллов предсказал, в каких из известных антиферромагне­тиков должен наблюдаться М. э. Экспериментально эффект был открыт Д. Н. Астровым (1960) в антиферро­магнитном кристалле Cr₂O₃. Величи­на М. э. мала. Макс. значение коэф. a для Cr₂O₃

составляет ~2•10^-6. Су­ществует и обратный эффект — воз­никновение электрич. поляризации Р при помещении кристалла в магн. поле Н (Р=aН).

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Б о р о в и к-Р о м а н о в А. С., Ан­тиферромагнетизм, в кн.: Антиферромагне­тизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физико-математические науки, т. 4).

А. С. Боровик-Романов.

МАГНЕТРОН, многорезонаторный прибор для генерации эл.-магн. коле­баний СВЧ, основанный на вз-ствии эл-нов, движущихся в магн. поле по криволинейным траекториям с воз­буждаемым эл.-магн. полем. Анод М.— массивный полый цилиндр, во внутр. части к-рого вырезаны объём­ные резонаторы со щелями, выходя­щими на внутр. поверхность цилиндра (рис., a). По оси цилиндра рас­положен катод. Под действием магн. поля Н, направленного вдоль оси цилиндра, траектория эл-нов, вылетаю­щих с катода, искривляется. Когда в резонаторах возбуждаются ко­лебания, то около щелей возникает переменное электрическое поле. Под воздействием СВЧ поля и скре­щенных статических электрич. и магн. полей вылетающие с катода эл-ны образуют сгустки («спицы», рис., б).

Эл-ны в сгустках при вз-ствии с тор­мозящим СВЧ полем отдают полю по­тенциальную энергию и приближа­ются к аноду. На анод они попадают, отдав эл.-магн. полю почти всю энер­гию, что обусловливает высокий (до 90%) кпд. Существуют М.— усили­тели с разомкнутой цепочкой резона­торов (а м п л и т р о н ы  и др.). М. способны генерировать колебания вплоть до миллиметрового диапазона эл.-магн. волн и отдавать мощности до тыс. квт в импульсном режиме.

• Лебедев И. В., Техника и приборы СВЧ, 2 изд., т. 2, М., 1972: Вайнштейн Л. А., Солнцев В. А., Лекции по сверх­высокочастотной электронике, М., 1973; Кукарин С. В., Электронные СВЧ при­боры, 2 изд., М., 1981.

МАГНИТ ПОСТОЯННЫЙ, изделие оп­ределённой формы (в виде подковы, полосы и др.) из предварительно намагниченных ферромагнитных или ферримагнитных материалов, спо­собных сохранять большую магнит­ную индукцию после устранения на­магничивающего поля (т. н. магнит­но-твёрдых материалов). М. п. широ­ко применяются как автономные источники пост. магн. поля в электро­технике, радиотехнике, автоматике. Св-ва М. п. определяются характе­ром размагничивающей ветви петли магн. гистерезиса материала, из к-ро­го М. п. изготовлен. Чем больше коэрцитивная сила Н_с и остаточная магн. индукция B_r материала (рис.), тем больше он подходит для М. п. Индукция в М. п. может равняться наибольшей остаточной индукции B_r лишь в том случае, если он представ­ляет собой замкнутый магнитопровод. Обычно же М. п. служит для создания магн. потока в возд. зазоре, напр. между полюсами подковообразного магнита. Возд. зазор уменьшает индукцию (и намагниченность) М. п.; влияние зазора подобно действию нек-рого внеш. размагничивающего поля H_d. Значение поля H_d, уменьшающего остаточную индукцию B_r до значения B_d (рис.), определяется конфигура­цией М. п. (см. Размагничивающий фактор). Т. о., при помощи М. п. могут быть созданы магн. поля, индукция к-рых B £B_r.

Кривые размагничивания (а) и магнитной энергии (б) ферромагнетика: B_r — остаточ­ная магнитная индукция; Н_с — коэрцитив­ная сила; H_d — размагничивающее поле; B_d — индукция в поле H_d.

 

Действие М. п. наиболее эффективно в том случае, если его состояние соответствует точке кривой размагничивания, где макси­мально значение (BH)_тах, т. е. мак­симальна магн. энергия ед. объёма материала.

М. п. изготовляют из сплавов на основе Fe, Co, Ni, Al, гексагональных ферритов и др. К наиболее эффектив­ным материалам для М. п. относятся ферримагнитные интерметаллич. со­единения редкоземельных металлов

ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ МАТЕРИАЛОВ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ (данные усреднены)

Sm и Nd с Со (типа SmCo₅). Эти соединения обладают рекордно высо­кой величиной (BH)_max (табл.).

Важным условием для достижения наивысших магн. характеристик М. п. явл. его предварит. намагничивание до состояния магнитного насыщения. Другое важное условие — неизмен­ность магн. св-в со временем, отсутст­вие магнитного старения. М. п., изготовленные из материалов, склон-

361

 

 

ных к магн. старению, подвергают спец. обработкам (термической, перем. магн. полем и др.), стабилизирую­щим состояние магнитов.

• Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Постоянные магниты. Спра­вочник, пер. с англ., М.—Л., 1963; Пре­ображенский А. А., К а в а л е р о в Л. А., Стабильность постоянных магнитов, в кн.: Энциклопедия измерений, контроля, автоматизации, в. 14, М., 1970; Белов К. П., Редкоземельные магнитные материалы, «УФН», 1972, т. 106, в. 2.

МАГНИТ СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ, соленоид или электромагнит с обмот­кой из сверхпроводящего материала. Обмотка в состоянии сверхпроводимо­сти обладает нулевым омич. сопротив­лением. Если она замкнута накоротко, то наведённый в ней электрич. ток циркулирует, практически не изме­няясь, сколь угодно долго и его магн. поле остаётся стабильным (лишённым пульсаций). Совр. М. с. позволяют получать поля до 150—200 кГс.

Обмотка М. с. теряет сверхпрово­димость при повышении темп-ры выше критической температуры Т_к сверх­проводника, при достижении в обмот­ке критич. тока I_к или критического магнитного поля Н_к. Учитывая это, для обмоток М. с. применяют материа­лы с высокими значениями Т_к, I_к и H_к (табл.).

Для предотвращения потери сверх­проводимости отд. участками обмотки обмоточные материалы выпускаются в виде проводов и шин, состоящих из тонких жил сверхпроводника в мат­рице норм. металла с высокой электро- и теплопроводностью (Си или А1). Жилы делают не толще неск. десят­ков мкм, что снижает тепловыделение в обмотке при проникновении в неё растущего с током магн. поля. Кроме того, весь проводник при изготовле­нии скручивают вдоль оси, что способ­ствует уменьшению токов, наводя­щихся в сверхпроводящих жилах и замыкающихся через металл матрицы. Обмоточные материалы из хрупких интерметаллич. соединений Nb₃Sn и V₃Ga выпускают в виде лент из Nb или V толщиной 10—20 мкм со слоями интерметаллич. соединений (2—3 мкм) на обеих поверхностях. Такая лен­та для упрочнения покрывается тон­ким слоем меди или нержавеющей стали.

Сравнительно небольшие М. с. (с энергией магн. поля до неск. сотен кДж) изготовляют с плотно намотан­ной обмоткой, содержащей 30—50% сверхпроводника в сечении провода. У крупных М. с., с энергией поля в десятки и сотни МДж, проводники (шины) в своём сечении содержат 5— 10% сверхпроводника, а в обмотке предусматриваются каналы, обеспе­чивающие надёжное охлаждение вит­ков жидким гелием.

Эл.-магн. вз-ствие витков соленои­да создаёт механич. напряжения в обмотке, к-рые в случае длинного

СВОЙСТВА   СВЕРХПРОВОДЯЩИХ МАТЕРИАЛОВ, ПРИМЕНЯЕМЫХ ДЛЯ ОБМОТОК СВЕРХПРОВОДЯЩИХ МАГНИТОВ

Рис. 1. Осн. элементы конструкции сверх­проводящего магни­та: 1 — контакт для присоединения к внеш. цепям; 2 — мно­гожильный сверхпроводящий провод в изоляц. покрытии, припаянный к кон­такту; 3 — рабочий объём соленоида, макс. напряжённость поля создаётся в его центре; 4 — текстоли­товый диск для монтажа контактов и закре­пления соленоида в криостате; 5 — металлич. каркас соленоида; 6 — сверхпроводящая об­мотка; 7 —силовой бандаж обмотки; 8 — изолирующие прокладки между слоями об­мотки из полимерной плёнки или лакоткани.

 

соленоида с полем ~ 100 кГс экви­валентны внутр. давлению ~ 400 ат (~3,9•10⁷ Н/м²). Обычно для при­дания М. с. необходимой механич. прочности применяют спец. бандажи (рис. 1).

 

 

 

Рис. 2. Установка Института атомной энер­гии им. И. В. Курчатова, в к-рой испыты­ваются секции сверхпроводящих магн. сис­тем диаметром ок. 1 м. В ср. части фотогра­фии видна закреплённая на крышке криостата испытываемая секция, внизу — цилиндрич. криостат.

 

Рис. 3. Схематич. изображение вклю­чения сверхпрово­дящего магнита в цепи питания и за­щиты (разрядки): 1 — дьюар с жид­ким азотом; 2 — дьюар с жидким гелием; 3 — соле­ноид; 4 — нагре­ватель; 5 — источ­ник питания соле­ноида; в — разряд­ное сопротивле­ние; 7 — реле за­щиты; 8 — управ­ляющее устройство.

 

Механич. напряжения могут быть значительно снижены такой ук­ладкой витков обмотки, при к-рой линии тока близки по направлению к силовым линиям магн. поля всей си­стемы в целом (т. н. «бессиловая» конфигурация обмотки).

При создании в обмотке М. с. элект­рич. тока требуемой величины сна­чала включают нагреватель, располо­женный на замыкающем обмотку сверхпроводящем проводе (шунте). На­греватель повышает темп-ру замыкаю­щего провода выше его Т_к, и цепь шунта перестаёт быть сверхпроводящей. Когда ток в соленоиде достигнет требуемой величины, нагреватель вы­ключают. Цепь шунта, охлаждаясь, становится сверхпроводящей, и после снижения тока питания до нуля в об­мотке М. с. и замыкающем её проводе начинает циркулировать незатухаю­щий ток.

Работающий М. с. находится обыч­но внутри криостата (рис. 2) с жид­ким гелием (темп-pa кипящего гелия 4,2 К ниже Т_к сверхпроводящих обмоточных материалов). Для пре­дотвращения возможных поврежде­ний сверхпроводящей цепи и эконо­мии жидкого гелия при выделении запасённой в М. с. энергии в цепи М. с. имеется устройство для вывода энергии на разрядное сопротивление (рис. 3).

362

 

 

М. с. используют для исследования магн. электрич. и оптич. св-в в-в, в экспериментах по изучению плазмы, ат. ядер и элем. ч-ц. М. с. получают распространение в технике связи и радиолокации, в кач-ве индукторов магн. поля электромашин. Принци­пиально новые возможности открывает сверхпроводимость в создании М. с.— индуктивных накопителей энергии с практически неограниченным време­нем её хранения.

• Р о у з-И н с А., Родерик Е., Вве­дение в физику сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1972; 3 е н к е в и ч В. Б., С ы ч е в В. В., Магнитные системы на сверх­проводниках, М., 1972; К р е м л е в М. Г., Сверхпроводящие магниты, «УФН», 1967, т. 93, в. 4.

МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ, не­одинаковость магн. св-в тел по разл. направлениям. Причина М. а. заклю­чается в анизотропном характере магн. вз-ствия между атомами носи­телями магнитного момента в в-вах. В изотропных газах, жидкостях, аморфных телах (напр., металлич. стёклах) и поликристаллич. тв. телах М. а. в макромасштабе, как правило, не проявляется. Напротив, в моно­кристаллах М. а. приводит к большим наблюдаемым эффектам, напр. к раз­личию величины магнитной восприим­чивости парамагнетиков вдоль разл. направлений в кристалле. М. а.— результат магн. вз-ствия соседних магн. ионов и более сложных вз-ствий эл-нов этих ионов с существующими внутри кристалла электрич. полями (см. Впутрикристаллическое поле). Особенно велика М. а. в монокристал­лах ферромагнетиков, где она прояв­ляется в наличии осей лёгкого намаг­ничивания (гл. осей симметрии кри­сталлов), вдоль к-рых направлены векторы самопроизвольной намагни­ченности J_s ферромагн. доменов (см. Ферромагнетизм). Мерой М. а. для данного направления в кристалле явл. работа намагничивания внеш. магн. поля, необходимая для поворота век­тора J_s из положения вдоль оси наи­более лёгкого намагничивания в новое положение — вдоль внеш. поля. Эта работа при пост. темп-ре определяет свободную энергию М. a. F_aн для дан­ного направления. Зависимость F_ан (it ориентации J_s в кристалле опре­деляется из соображений симметрии (см. Симметрия кристаллов). Напр., для кубич. кристаллов:

где a₁,a₂, a₃ — направляющие ко­синусы J_s относительно осей кристал­ла [100] (рис.), К₁ — первая кон­станта естественной кристаллографич. М. а. Величина и знак её определя­ются атомной кристаллич. структурой в-ва, а также зависят от темп-ры, дав­ления и т. п. Напр., в Fe при комнат­ной темп-ре K₁ ~ 10⁵ эрг/см³ (10⁴ Дж/м³), а в Ni К₁ ~ -10⁴ эрг/см³ (-10³ Дж/м³). С ростом темп-ры К₁ уменьшается, стремясь к нулю в

Магн. анизотропия кубич. монокристаллов железа. Приведены кривые намагничивания для трёх гл. кристаллографич. осей [100], [110] и [111] ячейки кристалла железа; J — намагниченность, Н — напряжённость на­магничивающего поля.

 

Кюри точке. У антиферромагнетиков, ввиду наличия у них не менее двух магнитных подрешёток (J₁ и J₂), имеются, по крайней мере, две конс­танты М. а. Для одноосного антиферромагн. кристалла

z — направление оси М. а. Значения констант а и b того же порядка, что и у ферромагнетиков. У антиферро­магнетиков наблюдается большая анизотропия магн. восприимчивости c; вдоль оси лёгкого намагничивания к стремится с понижением темп-ры к нулю, а в перпендикулярном к оси направлении (ниже Нееля точки) к не зависит от темп-ры.

Экспериментально константы М. а. могут быть определены из сопостав­ления значений энергии М. а. для разл. кристаллографич. направлений. Другой метод определения констант М. а. сводится к измерению моментов вращения, действующих на диски из ферромагн. монокристаллов во внеш. поле (см. Анизометр магнитный), т. к. эти моменты пропорц. констан­там М. а. Наконец, эти константы можно определить графически по площади, ограниченной кривыми на­магничивания ферромагн. кристаллов и осью намагниченности, ибо эта пло­щадь также пропорц. константам М. а. Значения констант М. а. могут быть определены также из данных по элект­ронному парамагнитному резонансу (для парамагнетиков), по ферромаг­нитному резонансу (для ферромагне­тиков) и по антиферромагнитному резонансу (для антиферромагнетиков). Вследствие магнитострикции в магнетиках наряду с естеств. кристалло­графич. М. а. наблюдается также магнитоупругая анизотропия, к-рая возникает при наложении на образец внеш. односторонних напряжений. В поликристаллах, при наличии в них текстуры магнитной или тек­стуры кристаллографической, также проявляется М. а.

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

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНАЯ АНТЕННА, антенна в виде проволочной катушки с сердеч­ником из магн. материала с высокой магн. проницаемостью. Относится к классу магн. дипольных антенн. Диаграмма направленности М. а. сов­падает с диаграммой электрич. виб­ратора (тороид), но векторы поля имеют иную поляризацию (Е®Н, Н ®-Е). Применяется в диа­пазоне длинных и ср. волн.

МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИ­ВОСТЬ, величина, характеризующая связь намагниченности в-ва с магн. полем в этом в-ве.

М. в. c в статич. полях равна отношению намагниченности в-ва J к напряжённости Н намагничивающе­го поля: c=J/H; c — величина без­размерная. М. в., рассчитанная на 1 кг (или 1 г) в-ва, наз. удельной (c_уд=c/r, где r — плотность в-ва), а М. в. одного моля — молярной (или атомной): c=c_уд•М, где М — молекулярная масса в-ва. С магнит­ной проницаемостью m M. в. в статич. полях (статич. М. в.) связана соот­ношениями: m=1+4pc (в ед. СГС), m=1+c (в ед. СИ).

М. в. может быть как положитель­ной, так и отрицательной. Отрица­тельной обладают диамагнетики, они намагничиваются против поля; поло­жительной — парамагнетики и фер­ромагнетики, они намагничиваются по полю. М. в. диамагнетиков и пара­магнетиков мала (~10^-4—10^-6), она слабо зависит от Н и то лишь в области очень сильных полей (и низких темп-р). Значения М. в. см. в табл.

М. в. достигает особенно больших значений в ферромагнетиках (от неск. десятков до многих тыс. единиц),

АТОМНАЯ (МОЛЯРНАЯ) МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИВОСТЬ НЕКОТОРЫХ ДИАМАГНЕТИКОВ И ПАРАМАГНЕТИ­КОВ (при норм. условиях)*

363

 

 

причём она очень сильно и сложным образом зависит от Н. Поэтому для ферромагнетиков вводят дифференциальную М. в. c_д=dJ/dH, к-рая характеризует зависимость J(H) в каждой точке кривой намагни­чивания. При H=0c_д ферромагне­тиков не равна нулю, а имеет значение c_а, её наз. начальной М. в. С увеличением II М. в. растёт, достигая максимума c_д=c_макс на крутом участке кривой намагничивания (в области Баркгаузена эффекта), и затем вновь уменьшается.

Кривая зависимости дифференциальной магн. восприимчивости c_д ферромагнети­ков от напряжённости намагничивающего поля Н.

 

При очень высоких значениях H М. в. ферромаг­нетиков (при темп-pax, не очень близ­ких к точке Кюри) становится столь же незначительной, как и в обычных парамагнетиках (область парапроцесса). Вид кривой c (H) (кривая Столе­това, рис.) обусловлен сложным ме­ханизмом намагничивания ферромаг­нетиков. Типичные значения c_а и c_макс ^: Fe ~ 1100 и ~22000; Ni ~ ~12 и ~80, сплав пермаллой (50% Ni, 50% Fe) ~ 800 и ~8000 (в норм. условиях). Наряду с c_д вводят также

обратимую М. в. c_обр=lim_DH®0DJ,

причём существенно, что изменение поля должно происходить в сторону

его уменьшения от нач. значения (DH<0). Всегда c_обр<c_я. Разность c_д и c_обр, достигающая максимума вблизи значений коэрцитивной силы, может быть принята за меру необрати­мости процессов намагничивания и размагничивания (меру гистерезиса). М. в., как правило, существенно зависит от темп-ры (исключения со­ставляют большинство диамагнетиков и нек-рые парамагнетики — щелочные и отчасти щёлочноземельные и др. металлы, см. Парамагнетизм). М. в. парамагнетиков уменьшается с темп-рой, следуя Кюри закону или Кюри — Вейса закону. В ферромагнитных те­лах М. в. с ростом темп-ры увеличи­вается, достигая резкого максимума вблизи точки Кюри q. М. в. антифер­ромагнетиков увеличивается с ростом темп-ры до точки Нееля, а затем падает по закону Кюри — Вейса. В перем. магн. полях (синусоидаль­ных) М. в.— комплексная величина (см. Магнитная проницаемость). М. в. анизотропных тел (ферро- и ферримагнетиков) — тензор. М. в. ферромагнетиков зависит от частоты перем. магн. поля. Эту зависимость изучает магн. спектроскопия.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Таблицы физических вели­чин, М., 1976; Foex G., Constantes selectionnees, diamagnetisme et paramagnetisme, в кн.: Tables de constantes et donnees numeriques, t. 7, P., 1957.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНАЯ   ВЯЗКОСТЬ.    1)   М. в. ферромагнетиков (магнитное последействие) — задержка во времени изменения магн. харак­теристик ферромагнетиков (намагни­ченности, магн. проницаемости и др.) от изменений напряжённости внеш. магн. поля. Вследствие М. в. намаг­ниченность образца устанавливается после изменения напряжённости поля через время от 10^-9 с до десятков ми­нут и даже часов (см. Релаксация).

При намагничивании ферромагне­тиков в перем. поле наряду с поте­рями эл.-магн. энергии на вихревые токи и гистерезис возникают потери, связанные с М. в., к-рые в полях высокой частоты достигают значит. вели­чины. М. в. в проводниках часто мас­кируется действием вихревых токов, «вытесняющих» магн. поток из фер­ромагнетиков. С целью уменьшения влияния вихревых токов при эксперим. исследовании М. в. (рис.) образ­цы материалов берутся в виде тонких проволок.

В зависимости от структуры ферро­магнетика, условий его намагничива­ния, темп-ры М. в. может иметь разл. природу. При апериодич. изменении напряжённости поля в интервале зна­чений, близких к коэрцитивной силе, где изменение намагниченности обыч­но обусловлено необратимым смеще­нием границ между доменами (см. Намагничивание), вязкостный эффект в проводниках вызывается в осн. вих­ревыми микротоками (1-й тип М. в.). Эти токи возникают при изменениях поля, связанных с перемагничиваннем доменов. Время установления магн. состояния в этом случае пропорц. дифференциальной магнитной воспри­имчивости и для чистых ферромагн. металлов (Fe, Co, Ni) обратно про­порц. абс. темп-ре. Другой тип М. в. обусловлен примесями. Перемещаю­щиеся вследствие изменения поля до­менные границы задерживаются в местах концентрации атомов примеси,

Эксперим. кривая (а) спада намагничен­ности (в условных ед.) проволоки диамет­ром 0,5 мм из сплава Fe — Ni и вычислен­ная кривая (б) спада намагниченности того же образца при наличии только вихревых токов. Различие кривых а и б объясняется влиянием магн. вязкости.

 

и процесс намагничивания прекра­щается. Со временем, после диффузии атомов примеси в другие места, гра­ницы получают возможность двигать­ся дальше, намагничивание продол­жается (2-й тип М. в.).

В высококоэрцитивных сплавах и ряде др. ферромагнетиков наблюда­ется т. н. сверхвязкость, для к-рой время магн. релаксации составляет неск. минут и более (3-й тип М. в.). Этот тип М. в. связан с локальными флуктуациями энергии, преим. тепловыми. Флуктуации вызывают перемагничивание доменов, к-рые при изменении поля получили недостаточно энергии, чтобы сразу перемагнититься. Диффузионные и флуктуац. процессы существенно за­висят от темп-ры, поэтому М. в. 2-го и 3-го типов характеризуется сильной температурной зависимостью; с понижением темп-ры М. в. возрастает. 4-й тип М. в., характерный гл. обр. для ферритов, обусловлен диффузией эл-нов между ионами Fe²⁺ и Fe³⁺ . Этот процесс эквивалентен диффузии самих ионов, но осуществляется зна­чительно легче, поэтому М. в. фер­ритов обычно невелика.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Kronmuller Н., Nachwirkung in Ferromagnetika, В.—Hdlb.—N. Y., 1968.

P. В. Телеснин.

2) М. в. в магн. гидродинамике — величина, характеризующая кинематич. и динамич. св-ва электропрово­дящих жидкостей и газов при их дви­жении в магн. поле. В СГС системе единиц М. в. v_m=c²/4ps, где s — электрич. проводимость среды.

МАГНИТНАЯ ГИДРОДИНАМИКА, наука о движении электропроводя­щих жидкостей и газов в присутствии магнитного поля; раздел физи­ки, развившийся на стыке гидродинамики и классической эле­ктродинамики. Характерными для М. г. объектами явл. плазма (на­столько, что М. г. иногда рассматри-

364

 

 

вают   как   раздел   физики   плазмы), жидкие металлы и электролиты.

Первые исследования по М. г. вос­ходят ко временам М. Фарадея, но как самостоят. отрасль знания М. г. стала развиваться в 20 в. в связи с запросами астрофизики и геофизики. Было уста­новлено, что мн. косм. объекты (напр., Солнце, пульсары) обладают сильны­ми магн. полями (неск. тыс. Э и более). Динамич. поведение плазмы, находя­щейся в подобных полях, радикально изменяется, т. к. плотность энергии магн. поля становится сравнимой с плотностью кинетич. энергии ч-ц плаз­мы (или превышает её). Этот же кри­терий справедлив и для слабых косм. магн. полей напряжённостью 10^-3—10^-5 Э (в межзвёздном пр-ве, поле Земли в верх. атмосфере и за её пре­делами), если в областях, занимаемых ими, концентрация заряж. ч-ц низка. Т. о., возникла необходимость в соз­дании спец. теории движения косм. плазмы в магн. полях, получившей назв. космической электродинамики, а в случае, когда плазму можно рас­сматривать как сплошную среду,— космической магнитогидродинамики.

Осн. положения М. г. были сформу­лированы в 1940-х гг. швед. физиком X. Альфвеном, к-рый в 1970 за созда­ние М. г. был удостоен Нобелевской премии. Им было теоретически пред­сказано существование специфич. волн. движений проводящей среды в магн. поле, получивших назв. альфвеновских волн. Начав формироваться как наука о поведении косм. плазмы, М. г. вскоре распространила свои методы и на проводящие среды в земных усло­виях. В нач. 1950-х гг. развитию М. г., как и физики плазмы в целом, дали мощный импульс нац. програм­мы (СССР, США, Великобритания) исследований по проблеме управляе­мого термоядерного синтеза. Появи­лись и быстро совершенствуются многочисл. техн. применения М. г. (магнитогидродинамические генераторы, МГД-насосы, плазменные ускорители, плазменные двигатели и др.).

В основе М. г. лежат две группы за­конов физики: ур-ния гидродинамики и ур-ния эл.-магн. поля (Максвелла уравнения). Первые описывают тече­ния среды (жидкости или газа), но т. к. среда проводящая, то эти течения связаны с распределёнными по её объёму электрич. токами. При­сутствие магн. поля приводит к по­явлению в ур-ниях дополнит. члена, учитывающего действие на эти токи распределённой по объёму электродинамич. силы (см. Ампера закон, Ло­ренца сила). Сами же токи в среде и вызываемые ими искажения магн. поля определяются второй группой ур-ний. Т. о., в М. г. ур-ния гидроди­намики и электродинамики оказыва­ются взаимосвязанными. Следует от­метить, что в М. г. в ур-ниях Максвелла почти всегда можно пренебречь тока­ми смещения (нерелятивистская М. г.).

В общем случае ур-ния М. г. не­линейны и весьма сложны для реше­ния, но в практич. задачах часто мож­но ограничиться теми или иными предельными режимами, при оценке к-рых важным параметром служит безразмерная величина, наз. м а г н и т н ы м   Р е й н о л ь д с а  ч и с л о м:

R_m=LV/v_m=4psLV/c²         (1)

(L — характерный для среды размер, V — характерная скорость течения, v_m=c²/4ps — т. н. магнитная вяз­кость, описывающая диссипацию магн. поля, s — электрич. проводимость среды; здесь и ниже используется СГС система единиц).

При R_m<<1 (что обычно для лаб. условий и технич. применений) тече­ние проводящей среды слабо ис­кажает магн. поле, к-рое поэтому мож­но считать заданным внеш. источни­ками. Такое течение может быть ис­пользовано, напр., для генерации электрич. тока (см. Магнитогидродинамический генератор). Напротив, если ток в среде поддерживается внеш. эдс, то наличие внеш. магн. поля вызывает появление упомянутой выше объёмной электродинамич. си­лы, к-рая создаёт в среде перепад дав­ления и приводит её в движение. Этот эффект используется в МГД-насосах (напр., для перекачивания расплав­ленного металла) и плазменных уско­рителях. Объёмная электродинамич. сила даёт также возможность созда­вать регулируемую выталкивающую (архимедову) силу, к-рая действует на помещённые в проводящую жид­кость тела. На этом важном эффекте основано действие МГД-сепараторов. Наиболее интересные и принципи­ально новые МГД-эффекты возникают при R_m>> 1, т. е. в средах с высокой проводимостью и (или) большими раз­мерами. Эти условия, как правило, выполняются в средах, изучаемых в гео- и астрофизич. приложениях М. г., а также в горячей (напр., термоядер­ной) плазме. Течения в таких средах чрезвычайно сильно влияют на магн. поле в них. Одним на важнейших эффектов в этих условиях явл. в м о р о ж е н н о с т ь магн. поля. В хо­рошо (строго говоря — идеально) проводящей среде эл.-магн. индук­ция вызывает появление токов, пре­пятствующих какому бы то ни было изменению магнитного потока через всякий материальный контур. В дви­жущейся МГД-среде с R_m>> 1 это справедливо для любого контура, об­разуемого её ч-цами. В результате магн. поток через любой движущийся и меняющий свои размеры элемент среды остаётся неизменным (с тем большей степенью точности, чем больше R_m), и в этом смысле говорят о вмороженности магн. поля. Это св-во во многих случаях позволяет, не прибегая к громоздким расчётам, с помощью простых представлений получить ка­честв, картину течений среды и деформации магн. поля, следует только рас­сматривать магн. силовые линии как упругие нити, на к-рые нанизаны ч-цы среды.

Более строгое рассмотрение этого «упругого» действия магн. поля на проводящую среду показывает, что оно сводится к изотропному магнит­ному давлению р_м=В²/8p, к-рое добав­ляется к обычному газодинамич. дав­лению среды p, и магн. натяжению Т=B²/4p, направленному вдоль сило­вых линий поля (магн. проницаемость всех представляющих интерес для М. г. сред с большой точностью близ­ка к единице, и можно с равным правом пользоваться как магн. индук­цией B, так и напряжённостью Н).

Наличие дополнит. «упругих» натя­жений в МГД-средах приводит к альфвеновским волнам. Они обусловлены магн. натяжением Т и распространя­ются вдоль силовых линий со скоро­стью

v_A=B/Ö4pr, (2)

где r — плотность среды. Эти волны описываются точным решением нели­нейных ур-ний М. г. для несжимае­мой среды; ввиду сложности ур-ний таких точных решений для больших R_m получено очень немного. Ещё одно из них описывает течение несжи­маемой (r=const) жидкости с той же альфвеновской скоростью (2) вдоль произвольного магн. поля. Достаточно подробно изучены и т. н. МГД-разрывы, к-рые включают контактные, тангенциальные и вращат. разрывы, а также быструю и медленную ударные волны. В контактном раз­рыве общее магн. поле пересекает границу раздела двух разл. сред, пре­пятствуя их относит. движению (в приграничном слое среды неподвижны одна относительно другой). В  т а н г е н ц и а л ь н о м  р а з р ы в е поле не пересекает границу раздела двух сред (его составляющая, нормаль­ная к границе, равна нулю), и эти среды могут находиться в относит. движении. Частным случаем танген­циального разрыва явл. нейтраль­ный токовый слой, разде­ляющий равные по величине и проти­воположно направленные магн. поля. В М. г. доказывается, что при нек-рых условиях магн. поле стабилизи­рует тангенциальный разрыв скоро­сти, к-рый абсолютно неустойчив в обычной гидродинамике. Специфиче­ским для М. г. (не имеющим аналога в гидродинамике непроводящих сред) явл. вращательный разрыв, в к-ром вектор магн. индукции, не изменяясь по абс. величине, поворачи­вается вокруг нормали к поверхности разрыва. Магн. натяжения в этом случае приводят среду в движение та­ким образом, что вращат. разрыв рас­пространяется по направлению нор­мали к поверхности с альфвеновской

365

 

 

скоростью (2), если под В понимать норм. составляющую индукции. Быстрые и медленные ударные волны в М. г. отли­чаются от обычных ударных волн тем, что ч-цы среды после прохожде­ния фронта волны получают касатель­ный к фронту импульс за счёт магн. натяжений. В быстрой ударной волне магн. поло за её фронтом усиливает­ся, скачок магн. давления на фронте действует в ту же сторону, что и ска­чок газодинамич. давления, и поэтому скорость такой волны больше скорости звука в среде. В медленной ударной волне, напротив, поле после её про­хождения ослабевает, перепады газодинамич. и магн. давлений на фронте волны направлены противоположно; скорость медленной волны меньше скорости звука. Число теоретически мыслимых ударных волн в М. г. ока­зывается значительно больше, чем реально существующих. Отбор реально осуществляющихся решений произво­дится с помощью т. н. у с л о в и я  э в о л ю ц и о н н о с т и, следую­щего из рассмотрения устойчивости ударных волн при их вз-ствии с коле­баниями малой амплитуды.

Известные точные решения, одна­ко, далеко не исчерпывают содержа­ния теор. магнитогидродинамических сред с R_m>>1. Широкий класс задач удаётся исследовать приближённо. При таком исследовании возможны два осн. подхода: приближение сла­бого поля, когда магнитные давление и натяжение малы по сравнению с остальными динамич. факторами (га­зодинамич. давлением и инерциаль­ными силами), и приближение силь­ного поля, когда

здесь   v — скорость      среды,   р — ее газодинамич.   давление.

В приближении слабого поля течение среды определяется обычными газодинамич. факторами (влиянием магн. натяжений пренебре­гают). При этом требуется рассчитать изменения поля в среде, движущейся по заданному закону. К этому классу задач относится очень важная проб­лема гидромагнитного ди­намо (см. Динамо-эффект) и проб­лема МГД-т у р б у л е н т н о с т и. Первая состоит в отыскании ламинар­ных течений проводящих сред, к-рые могут создавать, усиливать и поддер­живать магн. поле. Гидромагн. дина­мо явл. основой теории земного магне­тизма и магнетизма Солнца и звёзд. Существуют простые кинематич. мо­дели, показывающие, что гидромагн. динамо в принципе может быть осу­ществлено при спец. выборе распре­делений скоростей среды. Однако стро­гого доказательства реализации та­ких распределений пока нет.

Основным в проблеме МГД-турбулентности явл. выяснение поведения слабого исходного («затравочного») магн. поля в турбулентной проводя­щей среде (см. Турбулентность плаз­мы). Имеется доказательство роста среднего квадрата напряжённости случайно возникшего слабого нач. поля, т. е. возрастания магн. энергии в нач. стадии процесса. Однако оста­ётся открытой проблема установив­шегося турбулентного состояния, свя­занная с происхождением магн. полей в косм. пр-ве, в частности в нашей и др. галактиках.

Приближение с и л ь н о г о  п о л я, в к-ром определяющими явл. магн. натяжения, применяют при изучении разреженных атмосфер косм. магн. тел, напр. Солнца и Земли. Есть основания полагать, что именно это приближение окажется полезным для исследования процессов в уда­лённых астрофизич. объектах — сверх­новых звёздах, пульсарах, квазарах и пр. В условиях, отвечающих (3), изменения магн. поля вблизи его источников (появление активных об­ластей и пятен на Солнце, смещение магнитопаузы в магн. поле Земли под действием солн. ветра и т. д.) перено­сятся с альфвеновской скоростью (2) вдоль поля, вызывая соответствую­щие перемещения плазмы. В резуль­тате действия магн. сил возникают такие характерные образования, как выбросы и протуберанцы, шлемовидные структуры и стримеры на Солнце, магн. хвост Земли.

Особенно интересные явления имеют место в окрестностях замкнутых магн. силовых линий сильного поля, в частности в окрестности линий, на к-рых поле обращается в нуль. В таких областях образуются тонкие токовые слои, разделяющие магн. поля противоположного направления (т. н. н е й т р а л ь н ы е  с л о и, или в общем случае п и н ч е в ы е  т о к о в ы е  с л о и). В этих слоях происходит процесс т. н. п е р е с о е д и н е н и я магн. силовых линий и «аннигиляции» магн. энергии, т. е. её высвобождение и превращение в др. формы. В частности, в них возникают сильные электрич. поля, ускоряющие заряж. ч-цы. Аннигиляция магн. поля в нейтральных токовых слоях ответ­ственна за появление хромосферных вспышек на Солнце и суббурь в зем­ной магнитосфере. Вероятно, с ней связаны и мн. др. резко нестационар­ные процессы во Вселенной, сопро­вождающиеся генерацией ускоренных заряж. ч-ц и жёстких излучений. С точки зрения М. г. пинчевые токовые слои представляют собой разрывы непрерывности магн. поля (подобно ударным волнам и тангенциальным разрывам). Однако процессы в токо­вых слоях, и прежде всего неустойчи­вости, приводящие к появлению силь­ных ускоряющих электрич. полей, выходят за рамки М. г. и относятся к тонким и ещё не вполне разработанным вопросам физики плазмы (см. Плазма).

• Альфвен Г., Фельтхаммар К.-Г., Космическая электродинамика, пер. с англ., 2 изд., М., 1967; Сыроватский С. И., Магнитная гидродинамика, «УФН», 1957, т. 62, в. 3; К у л и к о в с к и й А. Г., Любимов Г. А., Магнитная гидродина­мика, М., 1962; Шерклиф Дж., Курс магнитной гидродинамики, пер. с англ., М., 1967; Пикельнер С. В., Основы косми­ческой электродинамики, М., 1966; Андер­сон Э., Ударные волны в магнитной гидро­динамике, пер. с англ., М., 1968: S у г о v a t s k i i S. J., Pinch-Shift's and reconnection in astrophysics, «Annual Review of Astronomy and Astrophysics», 1981, v. 19, p. 163—229; М о ф ф а т Г., Возбуждение магнитного поля в проводящей среде, пер. с англ., М., 1980. С. И. Сыроватский.

МАГНИТНАЯ ИНДУКЦИЯ (магнит­ной индукции вектор), основная хар-ка В магн. поля, представляющая собой ср. значение суммарной напряжён­ности микроскопич. магн. полей, созданных отдельными эл-нами и др. элем. ч-цами. М. и. В можно выра­зить через вектор напряжённости магнитного поля Н и вектор намаг­ниченности J. В системе ед. СГС

B=H+4pJ. (1)

Намагниченность представляет собой магнитный момент ед. объёма. В изо­тропной среде при слабых полях намагниченность прямо пропорц. H: J=cH, (2)

где c — магнитная восприимчивость. Подставляя (2) в (1), получим связь между В и Н: B=(1+4pc)H=mH. Величина m= 1+4pc наз. магнитной проницаемостью.

В системе СИ эти ф-лы записыва­ются след. образом: B=m₀(H+J), J=cH, B=m₀mH, m=1+c, где m₀ — магнитная постоянная. Еди­ницы М. и. в СИ — тесла (Тл), в СГС — гаусс (Гс); 1Тл=10⁴ Гс.

МАГНИТНАЯ ПОСТОЯННАЯ (магнитная проницаемость вакуума), ко­эффициент пропорциональности m₀, появляющийся в ряде формул элект­ромагнетизма при записи их в Между­народной системе единиц (СИ). Так, индукция В магн. поля (магн. индук­ция) и его напряжённость Н связаны в вакууме соотношением B=m₀H, где m₀=4p•10^-7 Гн/м=1,256637 X10^-6 Гн/м.

МАГНИТНАЯ ПРОНИЦАЕМОСТЬ, физич. величина, характеризующая изменение магнитной индукции В среды при воздействии магн. поля H. Обозначается m, у изотропных сред m=В/m₀Н (в ед. СИ, m₀ — магнитная постоянная), у анизотропных кри­сталлов М. п.— тензор. М. п. связана с магн. восприимчивостью c соотно­шением: m=1+4pc (в СГС системе единиц), m=1+c (в ед. СИ). Для физ. вакуума (в отсутствии в-ва) c=0 и m=1. У диамагнетиков c<0, m<1, у пара- и ферромагнетиков c>0 и m>1. В зависимости от того, опреде­ляется ли m в статич. или перем. магн. поле, её называют соответственно статической или д и н а м и ч е с к о й М. п. Значения этих М. и.

366

 

 

не совпадают, т. к. на намагничивание среды в перем. полях влияют вихревые магнитная вязкость и резонансные явления.  В  перем.  магн.  полях, изменяющихся     по     закону    синуса (косинуса), M. п.  можно представить в   комплексной    форме:    m=m₁-im₂, где m₁ характеризует обратимые про­цессы  намагничивания,   a   m₂ — про­цессы рассеяния энергии магн.  поля (потери   на    вихревые    токи,    магн. вязкость и т. д.).

М. п. ферромагнетиков сложно за­висит от H, для описания этой зависи­мости вводят понятия дифферен­циальной, начальной и максимальной статич. М. п. (см. Магнитная восприимчивость). В образ­цах конечных размеров из-за сущест­вования у них магн. полюсов и раз­магничивающего поля величина М. п. меньше, чем m в-ва этих образцов. По­этому различают М. п. образца m_о (при наличии размагничивающего фак­тора N) и М. п. в-ва образца m (в отсутствии N):

m_o=m[1+N(m-1)] (в ед. СИ). Значе­ния m_o и N зависят от формы и разме­ров образца.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Поливанов К. М., Ферромаг­нетики, М.—Л., 1957.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНАЯ СИММЕТРИЯ. В кри­сталлах с атомной магн. структурой преобразования симметрии не исчер­пываются трансляциями, поворотами и отражениями (см. Симметрия кри­сталлов). В них имеется отличная от нуля векторная ф-ция плотности маг­нитного момента М(r), к-рая обла­дает специфич. преобразованием сим­метрии — изменением направления вектора на противоположное. Это пре­образование эквивалентно изменению знака времени и обозначается через R (или 1').

М. с. кристаллов определяется всей совокупностью преобразований типа g и m=gR (где g — любое из обычных кристаллографич. преобразований сим­метрии). Такая совокупность образует группу М. с. Число точечных групп магн. симметрии — 122 (вместо 32 обычных кристаллографических). Из них 32 содержат элемент R сам по себе; такими группами описы­ваются пара- и диамагнетики. 32 груп­пы не содержат элемента R вовсе. Такими группами могут, в частности, обладать антиферромагнетики с удвоен­ной магн. ячейкой. Из оставшихся 58 групп 27 описывают антиферромагнетики, остальные 31 допускают ферромагнетизм (включая ферримагнетики и слабый ферромагнетизм антиферромагнетиков).

Число магн. пространственных групп симметрии равно 1651 (вместо 230 Фёдоровских групп). Магн. груп­пы явл. частным случаем Шубниковских групп антисимметрии.

Представления о М. с. использу­ются при построении феноменологич. теорий для магнитоупорядоченных кристаллов со сложной магн. структурой, когда неизвестно выражение для энергии вз-ствия ч-ц, обусловли­вающего образование структуры. Феноменологич. теории объясняют и предсказывают определ. анизотропию св-в таких кристаллов. На основе рассмотрения М. с. антиферромагне­тиков был предсказан ряд качественно новых эффектов (пьезомагнетизм, магнитоэлектрнч. эффект и др.) и указа­ны классы в-в, для к-рых они должны наблюдаться.

• Вайнштейн Б. К., Симметрия крис­таллов, методы структурной кристаллогра­фии, М., 1979 (Современная кристаллогра­фия, т. 1); Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Электродинамика сплошных сред (Теоретическая физика, т. VIII), М., 1959.

А. С. Боровик-Романов.

МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА АТОМ­НАЯ, периодич. пространств. распо­ложение магнитоактивных ионов и упорядоченная ориентация их маг­нитных моментов в кристалле (ферро-, ферри- или антиферромагнетике). М. с. а. следует отличать от доменной, определяемой характером и взаимным расположением доменов. Периодичность расположения ат. магн. моментов в пр-ве определяется кристаллич. структурой в-ва. За взаим­ную ориентацию моментов ответст­венно обменное взаимодействие электростатич. природы, за их общую ори­ентацию относительно кристаллогра­фич. осей — силы магнитной анизо­тропии. Более сложные (и слабые) типы магн. вз-ствия могут усложнять М. с. а. (см. Метамагнетик).

Различают два осн. класса магн. в-в, связанных с определённой М. с. а.: в-ва с ненулевым суммарным макроскопич. магн. моментом (М¹0) и в-ва с M=0. Первому слу­чаю соответствует ферромагнит­ная М. с. а. (рис. 1, а): магн. мо­менты всех атомов выстраиваются вдоль одного направления (оси лёг­кого намагничивания), к-рое может быть различным у разных кристаллов. Второму случаю соответствует антиферромагнитная М. с. а. (рис. 1,6): у каждого магн. момента в ближайшем окружении имеется ком­пенсирующий момент, ориентирован­ный строго антипараллельно. В зави­симости от хар-ра ближайшего окру­жения могут осуществляться разл. антиферромагн. М. с. а. (рис. 1, б, в и г), к-рые могут иметь периоды боль­шие, чем периоды ат. структуры, в це­лое число раз. Иногда осуществляют­ся антиферромагн. М. с. а. с ориента­цией магн. моментов вдоль двух или трёх осей и ещё более сложные -— зонтичные, треугольные и др. (рис. 1, д, е).

Близки к антпферромагн. М. с. а. ферримагн. структуры с М¹0. Они имеют место, когда антиферромагн. М. с. а. образуется атомами или ио­нами с разными по величине магн. моментами (рис. 1, ж). При этом зна­чение М определяется величиной раз­ности моментов двух или более подрешёток магнитных (систем одинаково

ориентированных магн. моментов). Другой случай осуществляется в сла­бых ферромагнетиках: наличие допол­нит. сил межатомного вз-ствия приво­дит к неколлинеарностн магн. момен­тов и появлению суммарной ферромагн. составляющей (рис. 1. з, см. также Слабый ферромагнетизм).

Рис. 1. Типы магн. структур: а — ферромаг­нитная, периоды атомной а и магнитной элем. ячеек совпадают; б, в и г — антиферромагн. структуры, период магн. структуры a_м в нек-рых направлениях в-ва раза больше a; д — треугольная; е — зонтичная; ж — ферримагнитная; з — слабосферромагнитная; угол склонения на рисунке сильно увели­чен.

 

Более сложный (дальнодействующий) хар-р межатомного вз-ствия в нек-рых случаях приводит к уста­новлению геликоидальных М. с. а. В последних магн. моменты соседних атомов повёрнуты друг относительно друга так, что концы изображающих их векторов лежат на одной спираль­ной линии. В зависимости от вели­чины проекции магн. моментов на направление оси спирали различают неск. видов геликоидальных М. с. а. (рис. 2). Существенное отличие их от остальных М. с. а. заключается в том, что в общем случае шаг спирали

367

 

 

несоизмерим с соответствующим перио­дом кристаллич. решётки и, кроме того, зависит от темп-ры.

Полная классификация М. с. а. основывается на теории магнитной симметрии, учитывающей не только расположение, но и ориентацию ат. магн. моментов в кристалле. В число

Рис. 2. Примеры спиральных магн. структур (l — период спирали): а — простая спираль с нулевым значением проекции магн. момен­та на ось спирали; б — ферромагнитная (ко­ническая) спираль с пост. значением проек­ции магн. момента на ось спирали.

 

преобразований магн. симметрии, кроме обычных поворотов вокруг осей симметрии, отражения в плоскостях симметрии и трансляций, дополни­тельно входит преобразование R, изменяющее направления магн. мо­ментов на противоположные. В-ва, обладающие М. с. а., описываются группами магн. симметрии, в к-рые R входит в виде произведений с обыч­ными преобразованиями симметрии кристаллов.

М. с. а. кристалла и его физиче­ские (в первую очередь магнитные) св-ва тесно взаимосвязаны. Поэтому косвенные суждения о М. с. а. могут быть высказаны на основе данных об этих физ. свойствах в-ва. Прямые дан­ные о М. с. а. кристаллов позволяет получить магн. нейтронография.

• И з ю м о в Ю. А., О з е р о в Р. П., Магнитная нейтронография, М., 1966; В о н с о в с к и й  С. В., Магнетизм, М., 1971; К о п ц и к В. А., Шубниковские группы, М., 1966.

Р. П. Озеров.

 МАГНИТНАЯ ТЕКСТУРА, см. Текс­тура магнитная.

МАГНИТНАЯ ТЕРМОМЕТРИЯ, ме­тод измерения темп-р (ниже 1 К), основанный на температурной зави­симости магнитной восприимчивости к парамагнетика (см. Термомет­рия). Для М. т. подбирают парамагне­тики, у к-рых c простейшим образом зависит от темп-ры: c=С/Т (см. Кюри закон). По измеренному в слабом магн. поле значению к и известной для данного парамагнетика постоянной Кюри С может быть определена т. н. м а г н и т н а я темп-pa Т*. В об­ласти темп-р, в к-рой выполняется закон Кюри, Т* совпадает с темп-рой Т по термодинамич. температурной шкале. При понижении темп-ры закон Кюри перестаёт быть точным, и Т* может заметно отличаться от Т. Для получения более точных результатов необходимо учитывать анизотропию восприимчивости, геом. форму образ­ца и др. факторы. Наиболее широко для измерения сверхнизких темп-р (до 6 мК) применяют церий-магние­вый нитрат, для к-рого расхождение шкал Т и Т* при указанной темп-ре меньше 0,1 мК. Для измерения темп-р ниже 10 мК используют тем­пературную зависимость ядерной магн. восприимчивости Pt или Cu, к-рая следует закону Кюри до темп-ры в неск. мК. Кроме закона Кюри в яд. термометрии применяют правило Корринга для времени релаксации т яд. спиновой системы: tT=const. Практически магн. темп-ру переводят в термодинамическую по таблицам и кривым, составленным на основании тщательных исследований зависимости c(T).

• Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959, гл. 7; Мендельсон К., На пути к абсолют­ному нулю, пер. с англ., М., 1971.

МАГНИТНАЯ ЦЕПЬ, последователь­ность магнетиков, по к-рым проходит магнитный поток. Понятием М. ц. широко пользуются при расчётах пост. магнитов, электромагнитов, реле, магн. усилителей, электроизмерит. и др. приборов. В технике распростра­нены как М. ц., в к-рых магн. поток практически полностью проходит в ферромагнетиках (замкнутые М. ц.), так и М. ц., включающие, помимо ферромагнетиков, диамагнетики (напр., возд. зазоры). Если магн. поток воз­буждается в М. ц. пост. магнитами, то такую цепь называют поляризо­ванной. М. ц. без пост. магнитов наз. нейтральной; магн. поток в ней возбуждается током, протекаю­щим в обмотках, охватывающих часть или всю М. ц. В зависимости от хар-ра тока возбуждения различают

М. ц. п о с т о я н н о г о, п е р е м е н н о г о  и  и м п у л ь с н о г о магн. потоков. Вследствие формальной аналогии электрич. и магн. цепей к ним приме­ним общий матем. аппарат. Напр., для М. ц. аналогом Ома закона служит ф-ла F=Ф•R_m, где Ф — магн. поток, R_m — магнитное сопротивление, F — маг­нитодвижущая сила. К М. ц. приме­нимы Кирхгофа правила. Существует, однако, и принципиальное различие между М. ц. и электрич. цепью: в М. ц. с неизменным во времени пото­ком Ф не выделяется Джоулева теп­лота (см. Джоуля — Ленца закон), т. е. нет рассеяния эл.-магн. энергии.

• Калашников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики); П о л и в а н о в К. М., Ферромагнетики, М.—Л., 1957.

МАГНИТНОЕ ДАВЛЕНИЕ,  действие, оказываемое  вмороженным  магн.   полем на плазму (или проводящую жид­кость), направленное перпендикуляр­но силовым линиям. М. д. равно плот­ности магн. энергии, т. ё. пропорц. квадрату напряжённости магн. поля H: р_м=H²/8p (в . ед. СГС). М. д. может уравновешиваться кинетич. давлением плазмы; превышение М. д. над кинетическим приводит к пинч-эффекту.

МАГНИТНОЕ НАСЫЩЕНИЕ, со­стояние парамагнетика или ферро­магнетика, при к-ром его намагничен­ность J достигает предельного значе­ния J_¥ — намагниченности насыще­ния, не меняющейся при дальнейшем увеличении напряжённости намагни­чивающего поля. В случае ферромаг­нетиков J_¥ достигается при оконча­нии т. н. процессов технич. намагни­чивания: а) роста доменов с магн. моментом, ориентированным по оси лёгкого намагничивания, в результате процесса смещения границ доменов; б) поворота вектора намагни­ченности образца в направлении на­магничивающего поля (процесса вращения); и парапроцесса — увеличения под действием сильного внеш. поля числа спинов, ориентиро­ванных по полю, за счёт спинов, имею­щих антнпараллельную ориентацию (см. Намагничивания кривые). На прак­тике обычно получают технич. М. н. при 20°С в полях от неск. Э до ~10⁴ Э. В случае парамагнетиков состояние, близкое к М. н., достигается в полях

~10 кЭ (~10³ кА/м) при темп-рах ~1 К.

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

МАГНИТНОЕ ОХЛАЖДЕНИЕ, ме­тод получения темп-р ниже 1 К путём адиабатич. размагничивания парамагн. в-в. Предложен П. Дебаем и амер. физиком У. Джиоком (1926); впервые осуществлён в 1933. М. о.— один из двух практически применяе­мых методов получения темп-р ниже 0,3 К (другим методом явл. раство­рение жидкого гелия ³Не в жидком ⁴Не).

Для М. о. применяют соли редко­земельных элементов (напр., сульфат гадолиния), хромокалиевые, железоаммониевые, хромометиламмониевые квасцы и ряд др. парамагн. в-в. Крист. решётка этих в-в содержит парамагн. ионы Fe, Cr, Gd, к-рые раз­делены в крист. решётке большим числом немагн. ионов и поэтому вза­имодействуют между собой слабо: даже при низких темп-pax, когда теп­ловое движение значительно ослаб­лено, силы магн. вз-ствия не способны упорядочить систему хаотически ори­ентированных спинов. В методе М. о. применяется достаточно сильное (~ неск. десятков кЭ) внеш. магн. поле, к-рое, упорядочивая направле­ние спинов, намагничивает парамаг­нетик. При выключении внеш. поля (размагничивании парамагнетика) спины под действием теплового дви­жения атомов (ионов) крист. решётки

368

 

 

вновь приобретают хаотич. ориента­цию. Если размагничивание осуществ­ляется адиабатически (в условиях теплоизоляции), то темп-ра парамагне­тика понижается (см. Магнетокалорический эффект).

Процесс М. о.  принято  изображать на термодинамич.   диаграмме  в  координатах: темп-pa Т — энтропия S (рис. 1).

Рис. 1. Энтропийная диаграмма процесса магн. охлаждения (S — энтропия, Т — темп-ра). Кривая S₀— изменение энтропии рабо­чего в-ва с темп-рой без магн. поля; S_H— изменение энтропии в-ва в поле напряжён­ностью Н; S_реш — энтропия кристаллич.решётки (S_реш~T³); T_кон — конечная темп-ра в цикле магн. охлаждения.

 

Получение низких темп-р свя­зано с достижением состояний, в к-рых в-во обладает малыми значения­ми энтропии. В энтропию кристаллич. парамагнетика, характеризующую не­упорядоченность его структуры, свою долю вносят тепловые колебания ато­мов крист. решётки («тепловой беспо­рядок») и разориентированность спи­нов («магнитный беспорядок»). При Т ®0 энтропия решётки S_реш убы­вает быстрее энтропии системы спи­нов S_магн, так что S_реш при темп-рах Т £1 К становится исчезающе малой по сравнению с S_магн. В этих условиях возникает возможность осуществить М. о.

Цикл М. о. (рис. 1) состоит из двух стадий: 1) изотермич. намагничивания линия АБ) и 2) адиабатич. размагничивания парамагнетика   (линия   БВ). Перед намагничиванием   темп-ру  па­рамагнетика    при    помощи    жидкого гелия понижают до  Т~1 К  и поддерживают её  постоянной на  протяжении всей первой стадии М. о.  Намагничивание сопровождается    выделением теплоты и уменьшением энтропии до значения S_Н. На второй стадии I. о. в процессе адиабатич. размагничивания энтропия парамагнетика остаётся постоянной и его темп-pa  пони­жается (линия БВ).

Вз-ствие спинов между собой и с крист. решёткой определяет темп-ру, при к-рой начинается резкий спад кривой S_магн при Т ®0. Чем слабее :1-ствие спинов, тем более низкие темп-ры можно получить методом М. о. парамагн. соли позволяют достичь темп-р ~ 5•10^-3 К.

Значительно более низких темп-р удалось достигнуть, используя ядер­ный парамагнетизм. Вз-ствие ядер­ных магн. моментов значительно сла­бее вз-ствия магн. моментов ионов. Для намагничивания до насыщения системы ядерных магн. моментов даже при T=1 К требуются очень сильные магн. поля (~10⁷ Э). При применяе­мых полях ~ 10⁵ Э намагничивание до насыщения возможно при темп-рах ~0,01 К. При исходной темп-ре ~0,01 К адиабатич. размагничивание системы яд. спинов (напр., в образце меди) удаётся достигнуть темп-ры 10^-5—10^-6 К. До этой темп-ры охлаж­дается не весь образец. Полученная темп-pa (её называют спиновой) ха­рактеризует интенсивность теплового движения в системе яд. спинов сразу после размагничивания. Эл-ны же и крист. решётка остаются после раз­магничивания при исходной темп-ре ~ 0,01 К. Последующий обмен энер­гией между системами яд. и электрон­ных спинов (посредством спин-спино­вого взаимодействия) может привести к кратковрем. охлаждению всего в-ва до T~10^-4 К (измеряют такие темп-ры методами магнитной термометрии). Практически М. о. осуществляют сле­дующим способом. Блок парамагн. соли С помещается на подвесках из материала с малым коэфф. теплопро­водности внутри камеры 1, к-рая пог­ружена в криостат 2 с жидким ⁴Не (рис. 2, а). Откачкой паров гелия через кран 3 темп-pa в криостате

Рис. 2. Схемы установок для магн. охлажде­ния: а — одноступенчатого (N, S — полюсы электромагнита), б — двухступенчатого.

 

поддерживается на уровне 1,0—1,2 К (применение жидкого ³Не позволяет снизить исходную темп-ру до ~0,3 К). Теплота, выделяющаяся в соли во время намагничивания, отводится к жидкому гелию газом, заполняющим камеру 7. Перед выключением магн. поля газ из камеры 1 откачивают через кран 4 и т. о. блок парамагн. соли С теплоизолируют от жидкого гелия. После размагничивания темп-pa соли понижается и может достигнуть неск. тысячных К. Запрессовывая в блок соли к.-л. в-во или соединяя в-во с блоком соли пучком тонких медных

проволочек, можно охладить в-во практически до тех же темп-р. Наибо­лее низкие темп-ры получают методом двухступенчатого М. о. (рис. 2, б). Сначала производят адиабатич. размаг­ничивание соли С и через тепловой ключ (теплопроводящую перемычку) К охлаждают предварительно намагни­ченную соль D. Затем, после размы­кания ключа K, размагничивают соль D, к-рая при этом охлаждается до темп-ры, существенно более низкой, чем была получена в блоке соли С. Теп­ловым ключом в установках описан­ного типа обычно служит проволочка из сверхпроводящего в-ва, теплопро­водности к-рой в норм. и сверхпроводящем состояниях при T~0,1 К силь­но отличаются (во много раз). По схеме рис. 2, б осуществляют и яд. размагничивание с тем отличием, что соль D заменяют образцом (напр., меди), для намагничивания к-рого применяется поле напряжённостью в неск. десятков кЭ.

М. о. широко используется при изу­чении низкотемпературных св-в жид­кого ³Не (сверхтекучести и др.), квант. явлений в тв. телах (напр., сверхпроводимости), св-в ат. ядер и т. д.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 368—82; Д е-К л е р к Д., Адиаба­тическое размагничивание, в кн.: Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959, с. 421—610; Мендельсон К., На пути к абсолют­ному нулю, пер. с англ., М., 1971; А м 6 л е р Е., Х а д с о н Р. П., Магнитное ох­лаждение, «УФН», 1959, т. 67, в. 3.

А. Б. Фрадков.

МАГНИТНОЕ ПОЛЕ, силовое поле, действующее на движущиеся электрич. заряды и на тела, обладающие маг­нитным моментом (независимо от состояния их движения). М. п. ха­рактеризуется вектором магнитной индукции В. Значение В определяет силу, действующую в данной точке поля на движущийся электрич. заряд (см. Лоренца сила) и на тела, имеющие магн. момент.

Термин «М. п.» ввёл в 1845 англ. физик М. Фарадей, считавший, что как электрич., так и магн. вз-ствия осуществляются посредством единого материального поля. Классич. теория эл.-магн. поля была создана англ. физиком Дж. Максвеллом (1873), квант. теория — в 20-х гг. 20 в. (см. Квантовая теория поля).

Источниками макроскопич. М. п. явл. намагниченные тела, проводники с током и движущиеся электрически заряж. тела. Природа этих источников едина: М. п. возникает в результате движения заряж. микрочастиц (эл-нов, протонов, ионов), а также благодаря наличию у микрочастиц собственного (спинового) магн. момента (см. Маг­нетизм).

Перем. М. п. возникает также при изменении во времени электрич. поля. В свою очередь, при изменении во вре-

369

 

 

мени М. п. возникает электрич. поле. Полное описание электрич. и магн. полей в их взаимосвязи дают Максвел­ла уравнения. Для хар-ки М. п. ча­сто вводят силовые линии поля (линии магн. индукции). В каждой точке такой линии вектор В расположен вдоль касательной. В местах повышен­ных значений В линии индукции сгу­щаются, в тех же местах, где поле слабее, линии расходятся (рис.).

Для М. п. наиболее характерны след. проявления.

1. В пост. однородном М. п. на магн. диполь с магн. моментом р_m действует вращающий момент N=[p_mB] (так, магн. стрелка в М. п. поворачивается по полю; виток с током I, также обладающий магн. моментом, стре­мится занять положение, при к-ром его плоскость была бы перпендику­лярна линиям индукции; ат. диполь процессирует вдоль силовой линии с характеристич. частотой; рис., а).

 

Рис. а — действие однородного пост. магн. поля на магн. стрелку, виток с током I и ат. диполь (е — эл-н атома); б — действие однородного пост. магн. поля на свободно движущиеся электрич. заряды +q (их тра­ектория в общем случае имеет вид спирали); в — разделение пучка магн. диполей в неод­нородном магн. поле; г — возникновение то­ка индукции в витке при усилении внеш. магн. поля В (стрелками показано направле­ние тока индукции и создаваемого магн.

поля В      ). P_m — магн.   момент, q — электрич.  заряд, v — скорость заряда.

 

2. В пост. однородном М. п. дейст­вие силы Лоренца приводит к тому, что траектория движения электрич. заряда имеет вид спирали с кривиз­ной, обратно пропорц. скорости (рис., б). Искривление траектории электрич. зарядов под действием силы Лоренца сказывается, напр., в пере­распределении тока по сечению провод­ника при внесении его в М. п. Этот эффект лежит в основе гальваномагн., термомагн. и др. родственных им явле­ний.

3. В пространственно неоднород­ном М. п. на магн. диполь р_m действует

сила F, перемещающая диполь, ориентированный по полю, в направ­лении градиента поля: F=grad (р_mВ); так, пучок атомов, содержащий ато­мы с противоположно ориентирован­ными магн. моментами, в неоднород­ном М. п. разделяется на два расходя­щихся пучка (рис., в).

4. М. п., непостоянное во времени, оказывает силовое действие на поко­ящиеся электрич. заряды и приводит их в движение; возникающий при этом в контуре ток I_инд (рис., г) своим М. п. противодействует изменению первоначального М. п. (см. Электро­магнитная индукция).

Магн. индукция В определяет ср. макроскопич. М. п., создаваемое в данной точке пр-ва как токами прово­димости (движением свободных носи­телей зарядов), так и имеющимися намагниченными телами. М. п., соз­данное токами проводимости и неза­висящее от магн. св-в присутствую­щего в-ва, характеризуется вектором напряжённости магнитного поля Н=B-4pJ или Н=(B/m₀)-J (соот­ветственно в СГС системе единиц и Международной системе единиц). В этих соотношениях вектор J — намагниченность в-ва, m₀ — магнит­ная постоянная.

Отношение m=В1m₀Н наз. маг­нитной проницаемостью. В зависи­мости от величины m в-ва делят на диамагнетики (m<1) и парамагнети­ки (m>1), в-ва с m>>1 наз. ферромагне­тиками.

Объёмная плотность энергии М. п. в отсутствии ферромагнетиков: w_м=mH²/8p или w_м=BH/8p (в ед. СГС); w_м=mm₀H²/2 или ВН/2 (в ед. СИ).

В    общем    случае   w_м=1/2∫HdB, где пределы интегрирования определя­ются начальными и конечными значе­ниями магн. индукции В, сложным образом зависящей от поля Н.

Для измерения хар-к М. п. приме­няют различного типа магнитометры.

Магнитные поля в природе разнооб­разны по масштабам и по вызываемым эффектам. М. п. Земли, образующее земную магнитосферу, простирается до расстояния в 70—80 тыс. км в на­правлении на Солнце и на многие миллионы км в противоположном на­правлении. У поверхности Земли М. п. Н равно в среднем 0,5 Э, на границе магнитосферы ~10^-3 Э. В околозем­ном пр-ве М. п. образует магнитную ловушку для заряж. ч-ц высоких энер­гий — радиационный пояс. Происхож­дение М. п. Земли связывают с конвективными движениями проводя­щего жидкого в-ва в земном ядре (см. Динамо-эффект).

Из других планет Солнечной систе­мы лишь Юпитер и Сатурн обладают собственными М. п., достаточными для создания устойчивых планетарных магн. ловушек. На Юпитере обнару­жены М. п. до 10 Э и ряд характер­ных явлений (магн. бури, синхротронное излучение в радиодиапазоне и др.),

указывающих на значит. роль М. л. в планетарных процессах.

Межпланетное М. п.— это гл. обр. поле солнечного ветра (непрерывно расширяющейся плазмы солн. коро­ны). Вблизи орбиты Земли межпланет­ное поле ~10^-4—10^-5 Э. Силовые линии регулярного межпланетного М. п. имеют вид идущих от Солнца раскручивающихся спиралей (их фор­ма обусловлена сложением радиаль­ного движения плазмы и вращения Солнца). М. п. межпланетной плазмы имеет секторную структуру: в одних секторах оно направлено от Солнца, в других — к Солнцу. Регулярность межпланетного М. п. может нарушать­ся из-за развития разл. видов плазмен­ной неустойчивости, прохождения ударных волн и распространения пото­ков быстрых ч-ц, рождённых солн. вспышками.

Во всех процессах на Солнце — вспышках, появлении пятен и проту­беранцев, рождении солн. космич. лучей — М. п. играет важнейшую роль. Измерения, основанные на Зеемана эффекте, показали, что М. п. солн. пятен достигает неск. тыс. Э, протуберанцы удерживаются полями ~10—100 Э (при ср. значении общего М. п. Солнца ~ 1 Э). Удалённость звёзд не позволяет пока наблюдать у них М. п. типа солнечных. В то же время более чем у двухсот т. н. маг­нитных звёзд обнаружены аномально большие поля (до 3,4•10⁴ Э). Поля ~10⁷ Э измерены у неск. звёзд — белых карликов. Особенно большие (~10¹⁰—10¹² Э) М. п. должны быть, по совр. представлениям, у нейтрон­ных звёзд.

В явлениях микромира роль М. п. столь же существенна, как и в косм, масштабах. Это объясняется сущест­вованием у всех ч-ц — структурных элементов в-ва (эл-нов, протонов, ней­тронов) магн. момента, а также дей­ствием М. п. на движущиеся электрич. заряды.

На расстоянии порядка размера атома (~10^{-8 см) М. п. ядра состав­ляет ~50 Э. В ферримагнетиках (ферритах-гранатах) на ядрах ионов железа М. п. оказалось ~5•105} Э, на ядрах редкоземельного металла диспрозия ~8•10⁶ Э. Внеш. М. п. и внутриатомные М. п., создаваемые эл-нами атома и его ядром, расщепля­ют энергетич. уровни атома, в резуль­тате спектры атомов приобретают слож­ное строение (см. Тонкая структура и Сверхтонкая структура). Расстояния между зеемановскими подуровнями энергии (и соответствующими спектр. линиями) пропорц. величине М. п., что позволяет спектр. методами оп­ределять значение М. п.

Получение магнитных полей. М. п. обычно подразделяют на слабые (до 500 Э), средние (500 Э — 40 кЭ), сильные (40 кЭ — 1 МЭ) и сверхсиль­ные (св. 1 МЭ). На использовании слабых и средних М. п. основана прак­тически вся электротехника, радио-

370

 

 

техника и электроника. Слабые и средние М. п. получают при помощи магнитов постоянных, электромагни­тов, неохлаждаемых соленоидов, маг­нитов сверхпроводящих.

Для получения сильных М. п. при­меняют сверхпроводящие соленоиды (до 150—200 кЭ), соленоиды, охлаж­даемые водой (до 250 кЭ), импульсные соленоиды (до 1,6 МЭ). Сверхсильные М. п. получают методом направлен­ного взрыва. Медную трубу, внутри к-рой предварительно создано силь­ное импульсное М. п., радиально сжимают давлением продуктов взры­ва. С уменьшением радиуса R трубы величина М. п. в ней возрастает ~1/R² (если магн. поток через трубу сохраняется). М. п., получаемое в установках подобного типа (т. н. взрывомагнитных генераторах), может достигать неск. десятков МЭ.

• Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 2): Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; П а р с е л л Э., Электричество и магнетизм, пер. с англ., М., 1971 (Берклеевский курс физики, т. 2); Монтгомери Б., Получение сильных магнитных полей с помощью соленоидов, пер. с англ., М., 1971; Кнопфель Г., Сверхсильные импульсные магнитные поля, пер. с англ., М., 1972; Вайнштейн С. И., Зельдович Я. Б., О происхож­дении магнитных полей в астрофизике, «УФН», 1972, т. 106, в. 3.

МАГНИТНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ, характеристика магнитной цепи; М. с. R_m равно отношению магнитодвижу­щей силы F, действующей в магн. цепи, к созданному в цепи магнитному потоку Ф. М. с. однородного участка магн. цепи может быть вычислено по ф-ле R_m=l/mm₀S, где l и S — длина и поперечное сечение участка магн. цепи, m — относит. магнитная про­ницаемость материала цепи, m₀ — иагнитная постоянная. В случае неоднородной магн. цепи (состоящей из однородных последовательных участков с различными l, S, m) её М. с. равно сумме R_m однородных уча­стков. Расчёт М. с. по приведённой ф-ле явл. приближённым, т. к. ф-ла не учитывает «магнитные утечки» (рас­сеяние магн. потока в окружающем цепь пр-ве), неоднородности магн. юля в цепи, нелинейную зависимость М. с. от поля. В перем. магн. поле М. с.— комплексная величина, т. к. ( этом случае m зависит от частоты эл.-магн. колебаний. Единицей М. с. ч Международной системе единиц служит ампер (или ампер-виток) , на (вебер (А/Вб), в СГС системе единиц — гильберт на максвелл (Гб/Мкс). А/Вб=4p•10^-9 Гб/Мкс»1,2566Х10^-8 Гб/Мкс.

МАГНИТНОЕ СТАРЕНИЕ, изменение магн. св-в ферромагнетика со временем при комнатной (рабочей) темп-ре. М. с. может быть вызвано изменением доменной структуры ферромагнетика о б р а т и м о е М. с.) или его кристаллич. структуры (н е о б р а т и м о е М. с.). Обратимое М. с. обусловлено перестройкой доменной структуры (см. Домены) под влиянием внеш. воздействий: магн. полей, температурных колебаний, механич. вибраций и т. п. Повторное намагничивание устраняет последствия обратимого М. с. и вос­станавливает первоначальную намаг­ниченность ферромагн. образца. Не­обратимое М. с. вызывается перехо­дом кристаллич. структуры ферро­магнетика из метастабильного состоя­ния в более равновесное, оно происхо­дит независимо от магн. состояния образца. Необратимое М. с. ускоря­ется с повышением темп-ры. Для по­вышения магн. стабильности ферро­магн. изделия подвергают искусств. старению. Стабилизацию кристаллич. структуры осуществляют, выдерживая изделия при повышенной темп-ре. Такая обработка снижает эффект пос­ледующего М. с. при комнатной темп-ре. Наиболее простым способом стабилизации магн. доменной струк­туры изделий, сохраняющих опреде­лённую остаточную намагниченность, явл. частичное размагничивание их перем. магн. полем.

• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956.

И. Е. Старцева,    Я. С. Шур.

МАГНИТНО-ЖЕСТКИЕ МАТЕРИА­ЛЫ, см. Магнитно-твёрдые материа­лы.

МАГНИТНО-МЯГКИЕ МАТЕРИА­ЛЫ, магнитные материалы (ферро­магнетики), к-рые намагничиваются до насыщения и перемагничиваются в относительно слабых магн. полях напряжённостью H~8—800 А/м (~0,1—10 Э). При темп-pax ниже Кюри точки (у технически чистого железа, напр., ниже 768°С) М.-м. м. спонтанно намагничены, но внешне не проявляют магн. св-в, т. к. состоят из хаотически ориентированных на­магниченных до насыщения областей (доменов). М.-м. м. характеризуются высокими значениями магнитной проницаемости — начальной m_a~10²—10⁵ и максимальной m_макс~10³ —10⁶. Коэрцитивная сила Н_с М.-м. м. колеблется от 0,8 до 8 А/м (от 0,01 до 0,1 Э), а потери на магн. гистерезис очень малы~1—10³ Дж/м³ (10—10⁴ эрг/см³) на один цикл перемагничивания.

Способность М.-м. м. намагничи­ваться до насыщения в слабых магн. полях обусловлена низкими значения­ми энергии магнитной анизотропии, а у нек-рых из них (напр., у М.-м. м. на основе Fe—Ni и у ряда ферритов) также низкими значениями констант магнитострикции. Эти св-ва приводят к тому, что намагничивание (включаю­щее процессы смещения границ доме­нов и вращения их вектора намагни­ченности J_s) не требует значит. полей и энергий. Подвижность доменных границ, способствующая намагничи­ванию, снижается в случае присутствия в материале разл. неоднородностей и напряжений (растёт энергия, необхо­димая для их смещения). Поэтому ферромагнетики, содержащие заметные кол-ва примесей внедрения (С, N, О

и др.), дислокаций и др. дефектов кристаллич. решётки, обладают св-вами М.-м. м. лишь при малых зна­чениях энергии доменных границ (малой энергии анизотропии). Если же энергия доменных границ велика, то материал будет магнитно-мягким, когда его структура имеет мало де­фектов. Получение малодефектных М.-м. м. связано с большими технологич. трудностями.

К М.-м. м. принадлежат ряд спла­вов (напр., перминвары) и нек-рые ферриты с малой энергией магн. кри­сталлич. анизотропии, но с хорошо выраженной одноосной анизотропией, формирующейся при отжиге материа­ла в магн. поле. Нек-рые М.-м. м. (напр., пермендюр) имеют слабую ани­зотропию, но большие значения маг­нитострикции. Важнейшими предста­вителями М.-м. м., применяемых в технике слабых токов, явл. бинарные и легиров. сплавы на основе Fe—Ni (пермаллои), имеющие низкую Н_с~0,01 Э и очень высокие m_a (до 10⁵) и m_макс (до 10⁶). К этой же группе от­носятся сплавы на основе Fe—Co (напр., пермендюр), к-рые среди М.-м. м. обладают наивысшими точкой Кюри (950—980°С) и значением магн. индукции насыщения B_s, достигаю­щей 2,4•10⁴ Гс (2,4 Тл), а также спла­вы Fe—Аl и Fe—Si—Al. Для работы при частотах до 10⁵ Гц используются сплавы на основе Fe—Со—Ni с пост. магн. проницаемостью, достигаемой термич. обработкой образцов в попе­речном магн. поле, к-рое формирует индуцированную одноосевую анизо­тропию. Постоянство магн. проницае­мости (в пределах 15%) сохраняется при индукциях до 8000 Гс и обеспечи­вается тем, что при намагничивании таких М.-м. м. процесс вращения J_s явл. доминирующим. В области частот 10⁴—10⁸ Гц нашли применение магнитодиэлектрики. В технике слабых то­ков используются смешанные ферриты (напр., соединение из цинкового и никелевого ферритов), а также ферри­ты-гранаты. Для них характерно вы­сокое электрическое сопротивление и практическое отсутствие скин-эффекта. Ферриты-гранаты приме­няются при очень высоких частотах (если невелики диэлектрические по­тери).

К новым видам М.-м. м. относятся т. н. аморфные материалы (металли­ческие стёкла, или метгласы). Неупо­рядоченность расположения атомов, характерная для аморфного состояния, приводит к изотропии магн. св-в ма­териала, что характерно для М.-м. м. (табл.). Для достижения наилучших магн. св-в аморфные сплавы подвер­гают термич. обработке в течение 1 — 1,5 ч в магн. поле или без поля в за­висимости от того, стремятся ли полу­чить прямоугольную петлю гистере­зиса или высокое значение m_а. Рабо-

371

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВАЖНЕЙШИХ МАГНИТНО-МЯГКИХ МАТЕРИАЛОВ

Примечание: m_a и m_макс — начальная и максимальная магн. проницаемости; q — темп-pa Кюри; r —уд. электрич. сопротив­ление; H_с — коэрцитивная сила; B_s, B_r и B_m — индукция насыщения, индукции остаточная и максимальная в поле 8—10 Э; W — по­тери на гистерезис.

¹   Кристаллически текстурован.

²   После   обработки   в   продольном  магн.   поле.  

³  После   обработки   в   поперечном   магн.   поле.

⁴ Св-ва аморфных   М.-м. м. указаны приближённо, т. к. они зависят от технологии производства материалов.

чая темп-pa аморфных М.-м. м.— до 150°С.

К М.-м. м. спец. назначения отно­сятся термомагнитные материалы, служащие для компенсации темпера­турных изменений магн. потоков в магн. системах приборов, а также магнитострикционные материалы, с помощью к-рых эл.-магн. энергия преобразуется в механич. энергию.

• Таблицы физических величин. Справоч­ник, М., 1976; Прецизионные сплавы. Спра­вочник, М., 1974; Займовский А. С., Чудновская Л. А., Магнитные мате­риалы, 3 изд., М.— Л., 1957; Магнитно-мяг­кие материалы, пер. с чеш., М.—Л., 1964.

И. М. Пузей.

МАГНИТНО-ТВЁРДЫЕ МАТЕРИА­ЛЫ (магнитно-жёсткие или высоко­коэрцитивные материалы), магнитные материалы (ферро- и ферримагнетики), к-рые намагничиваются до насыщения и перемагничиваются в сравнительно сильных магн. полях, напряжённо­стью в тысячи и десятки тысяч А/м (10²—10³ Э). М.-т. м. характеризуют­ся высокими значениями коэрцитивной силы Н_с, остаточной индукции B_r, магн. энергии (ВН)_макс на участке размагничивания петли гистерезиса (табл.). После намагничивания М.-т. м. остаются магнитами постоянными из-за высоких значений B_r и Н_с. Большая коэрцитивная сила М.-т. м. может быть обусловлена след. причинами: 1) задержкой смещения границ доменов из-за посторонних включений или сильной деформации крист. решётки; 2) выпадением в слабомагн. матрице мелких однодоменных ферромагн. ч-ц, имеющих или сильную крист. анизотропию, или анизотропию формы.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВАЖНЕЙШИХ МАГНИТНО-ТВЁРДЫХ МАТЕРИАЛОВ

 

М.-т. м. классифицируют по разным признакам, напр. по физ. природе коэрцитивной силы, по технологич. признакам. Из М.-т. м. наибольшее значение в технике приобрели: литые и порошковые (очень твёрдые, неде­формируемые) сплавы типа Fe — Аl—Ni—Со; более пластичные (деформи­руемые) сплавы типа Fe—Со—Мо, Fe—Со—V, Pt—Co и ферриты. В ка­честве М.-т. м. используются также соединения редкозем. элементов с Со; магнитопласты и магнитоэласты из порошков сплавов ални и альнико, ферритов со связкой из пластмасс и

резины (см. Магнитодиэлектрики); материалы из порошков Fe, Fe—Со, Mn — Bi, SmCo₅. Высокая коэрци­тивная сила литых и порошковых М.-т. м. (к ним относятся материалы типа альнико, магнико и др.) объясня­ется наличием мелкодисперсных сильномагн. ч-ц вытянутой формы в слабомагн, матрице. Охлаждение в магн. поле приводит к преимуществ. ориен­тации продольных осей этих ч-ц по полю. Повышенными магн. св-вами обладают подобные М.-т. м., пред­ставляющие собой монокристаллы или сплавы, созданные путём направлен­ной кристаллизации. Их максималь­ная магн. энергия (.ВH)_макс достигает 10⁷Гс•Э. Дисперсионно-твердеющие

372

 

 

сплавы типа Fe—Со—Mo (комолы) приобретают высококоэрцитивное со­стояние (магн. твёрдость) в результате отпуска после закалки, при к-ром происходит распад тв. р-ра и выделя­ется фаза, богатая молибденом. Спла­вы типа Fe—Со—V (викаллои) для придания им св-в М.-т. м. подвергают холодной пластич. деформации с боль­шим обжатием и последующему отпус­ку. Высококоэрцитивное состояние сплавов типа Pt—Co возникает за счёт появления упорядоченной тетра­гональной фазы с энергией магн. ани­зотропии 5•10⁷ эрг/см³. К М.-т. м. относятся гексаферриты, т. е. фер­риты с гексагональной крист. решёт­кой (напр., BaO•6Fe₂O₃, SrO•6Fe₂O₃). В феррите кобальта CoO•Fe₂O₃ со структурой шпинели после термич. обработки в магн. поле формируется одноосевая анизотропия, что и явл. причиной его высокой коэрцитивной силы.

• Таблицы физических величин. Справочник, М., 1976; Преображенский А. А., Теория магнетизма, магнитные материалы и элементы, М., 1972; Вольфарт Э., Маг­нитно-твердые материалы, пер. с англ., М., 1963; Р а б к и н Л. И., С о с к и н С. А., Эпштейн Б. Ш., Ферриты, Л., 1968.

И. М. Пузей.

МАГНИТНЫЕ ВЕСЫ, приборы, дей­ствующие по принципу маятниковых, крутильных или рычажных весов и применяемые для измерения магнит­ной восприимчивости тел (в частности, анизотропии магн. восприимчивости). Восприимчивость магн. материала

Схема магнитных весов для измере­ния восприимчиво­сти в области низ­ких темп-р; 1 — полюсы электро­магнита; 2 — ис­следуемый образец; 3 — кварцевая нить; 4 — растяж­ка; 5 — коромысло; 6 и 7 — гайки для выравнивания ве­сов; 8 — демпфер; 9 и 10 — стержень и катушка компен­сационного устрой­ства; 11 — колпак; 12 — сосуд Дьюара.

 

определяется по силе, с к-рой иссле­дуемый образец, имеющий форму длин­ного цилиндра, втягивается в поле электромагнита (метод Гуи), или по силе, действующей на образец малого размера, помещённый в неоднородное магн. поле (метод Фарадея). Обычно пользуются нулевым методом измере­ний, компенсация силы или момента силы осуществляется при этом силой вз-ствия спец. электромагнитов. Гра­дуировку М. в. проводят при помощи стандартных в-в с известной магн.

восприимчивостью. Одна из конструк­ций рычажный М. в. приведена на рис. Чувствительность М. в. этого типа достигает 10^-8 Н на деление шкалы, относит. погрешность измере­ний ~1%.

• Чечерников В. И., Магнитные из­мерения, 2 изд., М., 1969; Чечурина Е. Н., Приборы для измерения магнитных величин, М., 1969; С е л в у д П., Магнето-химия, пер. с англ., 2 изд., М., 1958; Боро­вик-Романов А. С., Крейнас Н., Магнитные свойства трехвалентных ионов европия и самария, «ЖЭТФ», 1955, т. 29, в. 6(12), с. 790.

МАГНИТНЫЕ ЗЕРКАЛА (магнитные пробки), см. Магнитные ловушки.

МАГНИТНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ, изме­рения хар-к магнитного поля или магн. свойств в-в (материалов). К изме­ряемым хар-кам магн. поля относят­ся: вектор магнитной индукции В, напряжённость магнитного поля Н, поток вектора индукции (магнитный поток), градиент магн. поля и др. Магн. состояние в-ва определяется: намагниченностью J, магнитной вос­приимчивостью c, магнитной проницае­мостью m, магнитной структурой атомной.

К важнейшим хар-кам наиб. рас­пространённых магн. материалов — ферромагнетиков относятся: кривые индукции В(Н) и намагничивания кривые J(H), коэрцитивная сила, потери энергии на перемагничивание (см. Гистерезис), макс. магн. энергия ед. объёма (или массы), размагничи­вающий фактор (коэфф. размагничи­вания) ферромагн. образца.

Для измерения магн. хар-к приме­няют след. методы: баллистический, магнетометрический, электродинами­ческий, индукционный, пондеромоторный, мостовой, потенциометрический, ваттметрический, калориметри­ческий, нейтронографический и резо­нансный.

Баллистический метод основан на измерении баллистичес­ким гальванометром кол-ва электри­чества Q, переносимого током индук­ции через надетую на образец измерит. катушку с числом витков w при бы­стром изменении сцепленного с ней магн. потока Ф. Изменение магн. пото­ка DФ=QRlw, где R — сопротивление цепи. Баллистич. методом опреде­ляют осн. кривую индукции В(Н), кривую намагничивания J(H), петлю гистерезиса, разл. виды проницае­мости и размагничивающий фактор ферромагн. образцов.

Магнетометрический ме­тод основан на воздействии ис­следуемого намагнич. образца на рас­положенный вблизи него пост. магнит. Распространён действующий по этому принципу астатич. магнитометр. Он состоит из двух одинаковых после­довательно включённых в цепь кату­шек — намагничивающей и компенса­ционной, между к-рыми на подвесе укреплён магн. датчик: система из двух линейных магнитов одинаковых размеров с равными магнитными мо­ментами (астатич. система). Магниты

расположены параллельно друг другу полюсами в разные стороны. Действие магн. полей катушек на астатич. си­стему взаимно скомпенсировано. Обра­зец, помещаемый в намагничивающую катушку, нарушает скомпенсированность полей и вызывает поворот си­стемы магнитов. По углу поворота системы определяют магн. момент об­разца. Далее можно вычислить J, В и H. Т. о., метод даёт возможность найти зависимость В (Н) и J(H), петлю гистерезиса и магн. восприим­чивость. Благодаря высокой чувстви­тельности магнитометрич. метода его применяют для измерений геомагн. поля и для решения ряда метрологич. задач (см. Эталоны магнитных величин).

Иногда для измерения хар-к магн. поля, в частности в пром. условиях, применяется электродинами­ческий метод, при к-ром изме­ряется угол поворота рамки с током, находящейся в магн. поле намагни­ченного образца. Преимущество ме­тода — возможность градуирования шкалы прибора непосредственно в ед. измеряемой величины — в теслах (для В) или в А/м (для Н).

Для исследования ферромагн. в-в в широком интервале значений Н используются индукционный и пондеромоторный методы. Индукцион­ный метод позволяет измерять кривые В(Н), J(H), петлю гистерези­са и разл. виды проницаемости. Он основан на измерении эдс индукции, к-рая возбуждается во вторичной об­мотке, намотанной на образец, при пропускании намагничивающего перем. тока через первичную обмотку. Этот метод может быть также исполь­зован для измерения намагниченно­сти в сильных импульсных магн. по­лях и магн. восприимчивости дна- и парамагн. в-в в радиочастотном диа­пазоне. Этот метод используется, в частности, у индукц. магнитометре, в к-ром исследуемый образец колеблет­ся в магн. поле и при этом возбуж­дает эдс в измерит. катушках.

Пондеромоторный ме­тод состоит в измерении механич. силы, действующей на исследуемый образец в магн. поле. Особенно широко метод применяется при исследовании магн. свойств слабомагн. в-в. На осно­ве этого метода созданы разнообраз­ные установки и приборы для М. и.: маятниковые, крутильные и рычаж­ные магнитные весы, весы с использо­ванием упругого кольца и др. Метод применяется также для измерения магн. восприимчивости жидкостей и газов, намагниченности ферромагне­тиков и магн. анизотропии (см. Анизометр магнитный).

Мостовой и потенциометрический методы в большин­стве случаев применяются для изме­рения в перем. магн. полях в широком

373

 

 

диапазоне частот. Они основаны на из­мерении индуктивности L и активного сопротивления R электрич. цепи, в к-рую включают катушку с сердеч­ником — исследуемым ферромагн. об­разцом. Эти методы позволяют опре­делять зависимости В(Н), J(H), составляющие комплексной магнит­ной проницаемости и комплексного магн. сопротивления в перем. полях, потери на перемагничивание.

Наиболее распространённым мето­дом измерения потерь на перемагни­чивание явл. ваттметрический метод; им пользуются при синусоидальном хар-ре изменения во времени магн. индукции. В этом мето­де ваттметром определяют мощность, поглощаемую в цепи катушки, ис­пользуемой для перемагничивания об­разца .

Абс. методом измерения потерь маг­нитных в ферромагн. материалах (в широком частотном диапазоне) явл. калориметрический ме­тод. Он позволяет измерять потери при любых законах изменения напря­жённости магн. поля и магн. индук­ции и в сложных условиях намагничи­вания. О потерях энергии в образце при его намагничивании перем. магн. полем судят по повышению темп-ры образца и окружающей его среды.

Магн. структуру ферромагн. и антиферромагн. в-в исследуют методами нейтронографии,

Резонансные методы из­мерений включают все виды магнит­ного резонанса — резонансного погло­щения эл.-магн. энергии эл-нами или ядрами в-ва, находящегося в пост. магн. поле. В-во может также резо­нансно поглощать звук. колебания, что позволяет определить природу носителей магнетизма и магн. струк­туру в-ва (см. Акустический пара­магнитный резонанс).

Важную область М. и. составляют измерения хар-к магн. материалов (ферритов, магнитодизлектрикое и др.) в перем. магн. полях частотой от 10 до 200 кГц. Для этой цели приме­няют в осн. ваттметрический, мостовой и резонансный методы. Измеряют обыч­но потери на перемагничивание, коэфф. потерь на гистерезис и вихревые токи, компоненты комплексной магн. проницаемости. Измерения осуществ­ляют при помощи пермеаметра, феррометра и др. устройств, позволяю­щих определять частотные хар-ки магн. материалов. Существуют и др. методы определения магн. хар-к (маг­нитооптический, в импульсном режи­ме перемагничивания, осциллографический, метод вольтметра и ампермет­ра и др.).

Приборы для М. и. классифицируют по их назначению, условиям приме­нения, по принципу действия чувстви­тельного элемента (датчика, или преобразователя). Приборы для измерения напряжённости магн. поля Н, его индукции В, магн. момента и ряда др. магн. характеристик в-ва обычно наз. магнитометрами; из них нек-рые имеют своё наименование: для измерения магн. потока — флюксметры или веберметры; потенциала поля — магнитные потенциалометры; градиента — градиентометры; коэрци­тивной силы — коэрцитиметры и т. д. В соответствии с классифика­цией методов М. и. различают приборы, основанные на явлении эл.-магн. индукции, гальваномагн. явлениях, на силовом (пондеромоторном) дей­ствии поля, на изменении оптич., механич., магн. и др. св-в материалов под действием магн. поля (см., напр., Феррозонд), на специфич. квант. явлениях (напр., квантовый магнито­метр). Единой классификации при­боров для М. и. пока не разработано.

• Электрические измерения. Средства и ме­тоды измерений (Общий курс), под ред. Е. Г. Шрамкова, М., 1972; Магнитные из­мерения, под ред. Е. Т. Чернышева, М., 1969; Чечерников В. И., Магнитные измерения, 2 изд., М., 1969; ГОСТ 12635—67. Методы испытаний в диапазоне частот от 10 кГц до 1 МГц; ГОСТ 12636—67. Ме­тоды испытаний в диапазоне частот от 1 до 200 МГц.

В. И. Чечерников.

МАГНИТНЫЕ ЛИНЗЫ, устройства для создания магн. полей, обладаю­щих определ. симметрией; служат для фокусировки пучков заряж. ч-ц. См. Электронные линзы.

МАГНИТНЫЕ ЛОВУШКИ, конфигу­рации магнитного поля, способные длит. время удерживать заряж. ч-цы внутри определ. объёма пр-ва. М. л. природного происхождения явл. магн. поле Земли; огромное кол-во захва­ченных и удерживаемых им косм. за­ряж. ч-ц высоких энергий (эл-нов и протонов) образует радиац. пояса Земли за пределами её атмосферы. В лаб. условиях М. л. разл. видов исследуют гл. обр. применительно к проблеме удержания плазмы. Совер­шенствование М. л. для плазмы на­правлено на осуществление с их по­мощью управляемого термоядерного синтеза.

Для того чтобы магн. поле стало М. л., оно должно удовлетворять определ. условиям. Известно, что оно действует только на движущиеся заряж. ч-цы. Скорость Ч-цы v в любой точке всегда можно предста­вить в виде геом. суммы двух состав­ляющих: v^, перпендикулярной к на­пряжённости Н магн. поля в этой точке, и v║, совпадающей по направ­лению с Н. Сила F воздействия поля на ч-цу, т. н. Лоренца сила, опреде­ляется только v^ и не зависит от v║.. В СГС системе единиц F по абс. величине равна (e/c)v^H. Сила Ло­ренца всегда направлена под прямым углом как к v^, так и к v║ и не изме­няет абс. величины скорости ч-цы, однако меняет направление этой ско­рости, искривляя траекторию ч-цы. Наиболее простым явл. движение

ч-цы в однородном магн. поле. Если скорость ч-цы направлена поперёк такого поля (v=v^), то её траекто­рией будет окружность радиуса R (рис. 1, а). Сила Лоренца в этом слу­чае играет роль центростремитель­ной силы (равной mv²^/R, m — масса ч-цы), что даёт возможность выразить R через v^ и Н: R=v^lw_H, где w_H=еН/mс. Окружность, по к-рой

движется заряж. ч-ца в однородном магн. поле, наз. ларморовской окружностью, её радиус — ларморовским радиусом (R_Л), а w_H — ларморовской частотой. Если скорость ч-цы направлена к полю под углом, отличающимся от прямого, то, кроме v^, ч-ца обладает и v║. Ларморовское вращение при этом сохранится, но к нему добавится равномерное движение вдоль магн. поля, так что результи­рующая траектория будет винтовой линией (рис. 1, б).

Рассмотрение даже этого простей­шего случая однородного поля позво­ляет сформулировать одно из требова­ний к М. л.: её размеры должны быть велики по сравнению с R_Л, иначе ч-ца выйдет за пределы ловушки. Удовлет­ворить это условие можно не только увеличением размеров М. л., но и уве­личением напряжённости магн. поля, т. к. R_Л убывает с возрастанием H. При экспериментах в лабораториях идут по второму пути, в то время как в природных условиях чаще возни­кают М. л. с протяжёнными, но срав­нительно слабыми полями (напр., ра­диац. пояса Земли).

Далее, малость R_Л обеспечивает ограничение движения ч-цы в на­правлении поперёк поля, но его необ­ходимо ограничить и в направлении вдоль силовых линий ноля. В зависи­мости от метода ограничения разли­чают два типа М. л.: тороидальные и зеркальные (адиабатические).

Тороидальные М. л. Один из спосо­бов предотвращения ухода ч-ц из М. л. вдоль направления поля состоит в придании ловушке конфигурации, при к-рой у объёма, занимаемого ею, вообще нет концов, такой конфигу­рацией является, напр., тор. Простей­шим примером М. л. этого типа явл. тороидальный соленоид (рис. 2, а). Однако в ловушке со столь простой геометрией поля ч-цы удерживаются не очень долго: за каждый оборот вокруг тора ч-ца отклоняется на не­большое расстояние б поперёк поля (т. н. т о р о и д а л ь н ы й дрейф). Эти смещения накапливаются, и в конце концов ч-цы попадают на стен­ки М. л. Для компенсации тороидаль-

374

 

 

ного дрейфа можно сделать поле неод­нородным вдоль М. л., как бы «прогофрировав» его (рис. 2, б). Но более удобно создать конфигурацию, при к-рой силовые линии магн. поля вин­тообразно навиваются на замкнутые поверхности, причём эти поверхности вложены одна в другую. Напр., если внутри тороидального соленоида по­местить проводник с током, проходя­щий по его ср. линии (рис. 2, в), то

силовые линии поля будут навиваться на тороидальные поверхности. Ч-цы с малым R_Л будут не очень сильно отклоняться от этих поверхностей. Аналогичные конфигурации можно создать с помощью внеш. обмоток, напр. добавляя к обмотке тора (рис. 2, а) винтовую обмотку с попе­ременно направленными токами. Ещё один способ состоит в скручивании то­ра в фигуру типа восьмёрки (рис. 2, г). Можно также использовать более сложные конфигурации, комбинируя разл. элементы «гофрированных» и винтовых полей.

Зеркальные (адиабатические) М. п. Другой метод удержания ч-ц в М. л. в продольном (по полю) направлении состоит в использовании магнит­ных пробок, или магнит­ных зеркал,— областей, в к-рых напряжённость магн. поля сильно (но плавно) возрастает. Такие области могут отражать налетающие на них вдоль силовых линий заряж. ч-цы.

Рис. 3. Движение за­ряж. ч-цы в «зеркаль­ной» магн. ловушке: при продвижении в область сильного по­ля радиус траектории ч-цы уменьшается. Магн. зеркало, от к-рого отражается ч-ца, находится в «горловой» части конфигурации.

 

На рис. 3 изображена траектория ч-цы в неоднородном магн. поле, напряжённость к-рого меняется вдоль его силовых линий. Эффект от­ражения обусловлен следующим. В сильном магн. поле, когда ларморовский радиус R_Л значительно меньше характ. длины изменения магн. поля, сохраняется постоянным адиабатический инвариант m квазипериодич. движения — отношение поперечной энергии ч-цы к магн. полю: m=mv²^/2H — величина, имеющая смысл магн. момента ларморовского кружка. Поскольку m—const, при при­ближении заряж. ч-цы к пробке попе­речная компонента скорости v^ воз-

растает, а т. к. полная энергия заряж. ч-цы при движении в магн. поле не меняется, то при росте v^ будет умень­шаться v║. В точке, где v║ станет равной нулю, и происходит отражение ч-цы от магн. зеркала. Простейшая адиабатическая М. л. создаётся двумя одинаковыми коаксиальными катуш­ками, в к-рых ток протекает в одина­ковом направлении (рис. 4). Магн. зеркалами в ней явл. области наиб. сильного поля внутри катушек.

 

 

Рис. 4. Простейшая адиабатическая магн. ловушка. Стрелки указывают направление тока в коаксиальных катушках.

 

Адиабатич. М. л. удерживают не все ч-цы: если v║ достаточно велика по сравнению с v^, то ч-цы вылетают за пределы магн. зеркал. Макс. отно­шение v║/v^, при к-ром отражение ещё происходит, тем больше, чем вы­ше т. н. зеркальное отношение — от­ношение наибольшей напряжённости магн. поля в магн. зеркалах к полю в центр. части М. л. (между магн. зер­калами). Напр., магн. поле Земли убывает пропорц. кубу расстояния от её центра. Соотв. при приближении заряж. ч-цы к Земле вдоль силовой линии, уходящей в плоскости эква­тора достаточно далеко от Земли, магн. поле возрастает очень сильно. «Зеркальное отношение» в этом случае велико, макс. отношение v║/v^ также велико (доля вылетающих из М. л. ч-ц мала).

М. л. для плазмы. Если заполнять М. л. ч-цами одного вида (напр., эл-нами), то по мере накопления этих ч-ц увеличивается создаваемое ими электрич. поле. Сила электростатич. отталкивания одноимённых зарядов растёт, и эффективность ловушки падает. Поэтому заполнить М. л. с достаточно большой плотностью мож­но только плазмой.

Когда электрич. поле в плазме настолько мало, что можно пренебречь его влиянием на движение ч-ц, меха­низмы их удержания в ловушке не отличаются от рассмотренных приме­нительно к отд. ч-цам. Поэтому в М. л. для плазмы должны быть выпол­нены все сформулированные выше условия. Но, кроме того, к таким М. л. предъявляются дополнит. тре­бования, связанные с необходимостью стабилизации плазменных неустойчиеостей — самопроизвольно возникаю­щих и резко нарастающих отклонений электрич. поля и плотности ч-ц в плаз­ме от их ср. значений. Простейшая не­устойчивость, получившая назв. желобковой, обусловлена диамаг­нетизмом плазмы, вследствие к-рого

плазма выталкивается из областей более сильного магн. поля. Происхо­дит след. процесс: сначала поверхность плазмы становится волнистой — об­разуются длинные желобки, направ­ленные вдоль силовых линий поля (отсюда название неустойчивости), за­тем эти желобки углубляются, и плаз­ма распадается на отд. трубочки, дви­жущиеся к боковым границам объёма, занимаемого М. л. Напр., в простой зеркальной М. л. (рис. 4), в к-рой поле убывает в направлении, перпен­дикулярном общей оси катушки, плаз­ма может быть выброшена в этом направлении. Желобковую неустой­чивость можно стабилизировать с помощью дополнит. проводников с током, устанавливаемых вдоль М. л. по её периферии. При этом напряжён­ность магн. поля достигает минимума либо на оси, либо на нек-ром расстоя­нии от оси М. п., а затем возрастает к периферии. Чтобы добиться оптим. удержания ч-ц в продольном направ­лении, используются т. н. амбиполярные, или многопробочные, ловушки. В тороидальных М. л. можно создать конфигурацию со средним (по силовой линии) минимумом магн. поля. При­мером таких М. л. явл. установки типа токамак. В этих установках стабилизированы не только желобковая, но и многие др. виды неустойчи­вости и достигнуто сравнительно дли­тельное устойчивое удержание высо­котемпературной плазмы (десятки мс при темп-ре в десятки миллионов гра­дусов).

В М. л., наз. стеллараторами, кон­фигурации магн. поля, при к-рых силовые линии навиваются на торои­дальные поверхности (напр., скру­ченные в «восьмёрку», рис. 2, г), в отличие от конфигураций поля в токамаках, создаются только внеш. обмотками. Различные модификации стеллараторов также интенсивно иссле­дуются в целях использования их для удержания горячей плазмы.

Существуют и иные механизмы ста­билизации желобковой неустойчиво­сти. Напр., в радиац. лоясах Земли она стабилизируется за счёт электрич. контакта плазмы с ионосферой: заряж. ч-цы ионосферы могут компенсировать электрич. поля, возникающие в ра­диац. поясах.

• А р ц и м о в и ч Л. А., Элементарная фи­зика плазмы, М., 1969; Роуз Д. Дж., Кларк М., Физика плазмы и управляе­мые термоядерные реакции, пер. с англ., М., 1963.

Б. Б. Кадомцев.

МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ, веще­ства, магн. св-ва к-рых обусловли­вают их широкое применение в элект­ротехнике, автоматике, телемехани­ке, приборостроении (пост. магниты, электромагниты, статоры и роторы электрич. генераторов, датчики, магн. запоминающие устройства и т. д.). Широкое применение М. м. в электро­технике (сначала железа) началось в

375

 

 

19 в. С 1900 в электротехнике приме­няются железокремнистые стали, несколько позднее стали применять легко намагничивающиеся в слабых полях сплавы Fe — Ni. Разработ­ке новых М. м. способствовало раз­витие теории ферромагнетизма. В сер. 20 в. появились оксидные М. м.— ферриты, используемые в технике высоких и сверхвысо­ких частот; в 1976 — аморфные М. м. метгласы (металлические стёк­ла) на основе Fe, Co, Ni с добавками аморфизаторов В, Р, С, Si, Ge, редкозем. элементов (РЗЭ). Наиболее высокая индукция насыщения (B_s= 18000 Гс) получена в Fe в соче­тании с В и С, наибольшая коэрцитив­ная сила (H_с=30000 Э) — в Fe₂Dy. Аморфные М. м. стабильны до 300°С.

По лёгкости намагничивания и перемагничивания М. м. подразделяют на магнитно-твёрдые материалы и магнитно-мягкие материалы. В отд. группы выделяют термомагнитные сплавы, магнитострикиионные мате­риалы, магнитодиэлектрики и др. спец. материалы. Создание более со­вершенных М. м. связано с примене­нием всё более чистых исходных (ших­товых) материалов и с разработкой новой технологии производства (ва­куумной плавки и др.). Улучшение крист. и магнитной текстуры М. м. позволяет уменьшить потери энергии в них на перемагничивание, что осо­бенно важно для электротехн. сталей. Формирование спец. вида кривых на­магничивания и петель гистерезиса возможно при воздействии на М. м. магн. полей, радиоактивного излу­чения, нагрева и др. физ. факторов. Для создания высококачеств. М. м. (напр., магнитно-мягких материалов с большой индукцией насыщения и с малой шириной магнитного резонанса) перспективны РЗЭ. Разрабатываются М. м., в к-рых магн. св-ва сочетаются с необходимыми электрич., оптич. и тепловыми св-вами.

Физ. св-ва осн. М. м. приведены в ст. Магнитно-мягкие материалы и Магнитно-твёрдые материалы.

• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Займовский А. С., Чудновская Л. А., Магнитные мате­риалы, 3 изд., М.—Л., 1957; Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965.

И. М. Пузей.

МАГНИТНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ, полупроводниковые материалы, в хим. состав к-рых входят переходные или редкозем. элементы. Магн. моменты атомов этих элементов с частично за­полненными d- или f-оболочками при темп-ре T®0К, как правило, упорядо­чены. Нек-рые из таких полупроводни­ков, напр. EuO, EuS, CdCr₂Se₄ — фер­ромагнетики, а другие, напр. EuTe, EuSe, NiO — антиферромагнетики. Сильное вз-ствие подвижных носителей заряда с локализов. магн. моментами d- и f-оболочек приводит к ряду особенностей электрич. и оптич. св-в М. п., отсутствующих у немагн. полу­проводников. Так, у ферромагн. ПП при понижении темп-ры наблюдается гигантский (до 0,5 эВ) сдвиг в ДВ сторону края собств. оптич. погло­щения и фотопроводимости. Часто их проводимость а вместо монотонного роста с увеличением Т обнаруживает резкий минимум вблизи точки Кюри Т_с. В определ. интервале концентра­ций донорных дефектов вырожденный ферромагн. ПП (EuO) при повыше­нии Т, а вырожденные антиферромагн. ПП (EuSe, EuTe) при понижении Т обнаруживают в магн. поле фазовый переход в EuO из высокопроводящего состояния в низкопроводящее со скач­ком проводимости ~10¹⁰—10¹⁷. В EuSe и EuTe магн. поле вызывает обратный переход. С другой стороны, носители заряда могут сильно влиять на магн. св-ва М. п., напр, легированием EuO и EuS удаётся вдвое поднять их Т_с, а легированием EuSe перевести его из антиферромагнитного в ферромагн. состояние.

Многие св-ва М. п. объясняются тем, что энергия носителей заряда мини­мальна при ферромагн. упорядочении и повышается при его разрушении. Поэтому, напр., в антиферромагне­тиках возможны специфич. состояния Носителей (ф е р р о н н ы е), когда эл-н проводимости создаёт в кристалле ферромагн. микрообласть и локали­зуется в ней, делая её стабильной. В вырожденных полупроводниках воз­можны коллективные ферронные со­стояния, когда кристалл разбивается на чередующиеся ферро- и антифер­ромагн. области. В каждой ферромагн. области находится много эл-нов, в антиферромагнитных же областях их нет. Св-ва М. п. делают их перспек­тивными для использования в элект­ронике. Уже созданы приборы, ос­нованные на гигантском (до 5•10⁶ град/см) фарадеевском вращении пло­скости поляризации в М. п. (см. Фа­радея эффект).

• Метфессель 3., Маттис Д., Ма­гнитные полупроводники, пер. с англ., М., 1972; Нагаев Э. Л., Физика магнитных полупроводников, М., 1979.

Э. Л. Нагаев.

МАГНИТНЫЕ ЭТАЛОНЫ, см. Эта­лоны магнитных величин.

МАГНИТНЫЙ ГИСТЕРЕЗИС, см. в ст. Гистерезис.

МАГНИТНЫЙ ЗАРЯД, вспомогатель­ное понятие, вводимое при расчётах статич. магн. полей (по аналогии с понятием электрич. заряда, создаю­щего электростатич. поле). М. з., в отличие от электрич. зарядов, ре­ально не существует, т. к., согласно классич. теории магнетизма, магн. поле не имеет особых источников, помимо электрич. токов. Гипотеза англ. физика П. Дирака (1931) о существовании в природе М. з.— т. н. магнитных монополей — эксперимен­тально пока не подтверждена, но попытки обнаружить М. з. продол­жаются. Для тел, обладающих на­магниченностью, можно ввести понятия объёмной r_m и поверхностной s_m плотности М. з. Первая связана с неоднородным распределением намаг­ниченности по объёму тела, вторая — со скачком норм. составляющей на­магниченности на поверхности магнетика. Принято считать, что М. з. располагаются двойными слоями на поверхностях, где происходит скачок норм. составляющей намагниченно­сти, причём элементарные М. з. про­тивоположных знаков связаны в магн. диполи.

• Т а м м  И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ, основная величина, характеризующая магн. свойства в-ва. Источником магнетиз­ма (М. м.), согласно классич. теории эл.-магн. явлений, явл. макро- и микро(атомные)- электрич. токи. Элем. источником магнетизма считают замк­нутый ток. Из опыта и классич. теории эл.-магн. поля следует, что магн. действия замкнутого тока (контура с током) определены, если известно произведение силы тока i на площадь контура s (M=is/с в СГС системе единиц). Вектор М и есть, по опре­делению, М. м. Его можно записать по аналогии с электрическим дипольным моментом в форме: M=ml, где т — эквивалентный магнитный заряд контура, а l — расстояние между «магн. зарядами» противоположных знаков.

М. м. обладают элем. ч-цы, ат. ядра, электронные оболочки атомов и мо­лекул. М. м. отдельных элем. ч-ц (эл-нов, протонов, нейтронов и др.), как показала квант. механика, обус­ловлен существованием у них собств. механич. момента — спина. М. м. ядер складываются из спиновых М. м. протонов и нейтронов, образующих эти ядра, а также из М. м., связан­ных с их орбит. движением внутри ядра. М. м. ат. ядер на три порядка меньше М. м. эл-нов в атомах, по­этому М. м. атомов и молекул опре­деляется в осн. спиновыми и орби­тальными М. м. эл-нов. Спиновый М. м. эл-на m_сп может ориентиро­ваться во внеш. магн. поле так, что возможны только две равные и про­тивоположно направленные проекции m_сп на направление вектора напряжённости Н внеш. поля:

где │е│ — абс. значение элем. элект­рич. заряда, m_e — масса покоя эл-на, m_Б — магнетон Бора, S^H — проек­ция на H спинового механич. момента. Исследования ат. спектров показали, что m_cn фактически равен не m_б, а m_б(1+0,0116). Это обусловлено действием на эл-н т. н. нулевых колебаний эл.-магн. поля (см. Кван­товая электродинамика).

Орбитальный М. м. эл-на m_орб свя­зан с его орбит. механич. моментом

376

 

 

где g_орб — магнитомеханическое от­ношение для орбит. движения эл-на. Квант. механика допускает лишь дискр. ряд возможных проекций m_орб на направление внеш. поля (см. Квантование пространственное): m_op6=m_l•m_Б, где m_l — магнитное кван­товое число, принимающее 2l+1 зна­чений (0, ±1, ±2, ..., ±l, где l — орбит. квант. число). В атомах сум­марные орбитальный и спиновый М. м. эл-нов определяются отдельно квант. числами L и S. Сложение этих мо­ментов проводится по правилам про­странств. квантования. В силу нера­венства магнитомеханич. отношения для спина эл-на и его орбит. движения результирующий М. м. электронной оболочки атома не будет параллелен или антипараллелен её результиру­ющему механич. моменту.

Для хар-ки магн. состояния макроскопич. тел вычисляется ср. значение результирующего М. м. всех образующих тело микрочастиц. Отнесённый к ед. объёма тела М. м. наз. намагниченностыо. Для макроскопич. гол, особенно для тел с магнитной структурой атомной (ферро-, ферри- и антиферромагнетиков), вводят по­нятие средних атомных М. м. как ср. значениям, м., приходящегося на один атом (ион) — носитель М. м. Обычно средние атомные М. м. отли­чаются от М. м. изолированных атомов; их значения в m_Б оказываются дробными (напр., у Fe, Co и Ni они равны соответственно 2,218; 1,715 и 0,604 m_б).

• Т а м м И.  Е., Основы теории электриче­ства,   9   изд.,   М.,   1976;   Вонсовский С. В.,   Магнетизм   микрочастиц,   М.,   1973.

С. В. Вонсовский.

МАГНИТНЫЙ МОНОПОЛЬ. Законы природы обнаруживают большую сте­пень подобия между электрич. и магн. полями. Ур-ния поля, установленные англ. физиком Дж.. Максвеллом, одни :и те же для обоих полей. Имеется, однако, одно большое различие. Ч-цы с электрич. зарядами, положитель­ными и отрицательными, постоянно наблюдаются в природе, они создают в окружающем пр-ве кулоновское электрич. поле. Магнитные же за­ряды, ни положительные, ни отрица­тельные, никогда не наблюдались по отдельности. Магнит всегда имеет два равных по величине полюса на двух своих концах — положительный и от­рицательный, и магн. поле вокруг него есть результирующее поле обоих по­люсов.

Законы классич. электродинамики допускают существование ч-ц с одним магн. полюсом — м а г н и т н ы х  м о н о п о л е й  и дают для них определ. ур-ния поля и ур-ния движения. Эти :законы не содержат никаких запре­тов, в силу к-рых М. м. не могли бы существовать.

В квант. механике ситуация не­сколько иная. Непротиворечивые ур-ния движения для заряж. ч-цы, движущейся в поле М. м., и для М. м.,

движущегося в поле ч-цы, можно построить только при условии, что электрич. заряд е ч-цы и магн. заряд m М. м. связаны соотношением:

где n — положит. или отрицат. целое число. Это условие возникает вслед­ствие того, что в квант. механике ч-цы представляются волнами и появляются интерференц. эффекты в движении ч-ц одного типа под влиянием ч-ц другого типа. Если М.м. с магн. зарядом m существует, то ф-ла (*) требует, чтобы все заряж. ч-цы в его окрестности имели заряд е, равный целому кратному величины ћc/2m. Т. о., электрич. заряды должны быть квантовании. Но именно кратность всех наблюдаемых зарядов заряду эл-на явл. одним из фундам. законов природы. Если бы существовал М. м., этот закон имел бы естеств. объясне­ние. Никакого другого объяснения квантования электрич. заряда не из­вестно. Принимая, что е — заряд эл-на, величина к-рого определяется соотношением е²/ћc=¹/₁₃₇, можно из ф-лы (*) получить наименьший магн. заряд mm₀ М. м., определяемый равен­ством: и,m20/ћc=¹³⁷/₄. Т. о., m₀ значи­тельно больше е. Отсюда следует, что трек быстро движущегося М. м., напр. в Вильсона камере или в пузырьковой камере, должен очень сильно выде­ляться на фоне треков др. ч-ц. Были предприняты тщат. поиски таких тре­ков, но до сих пор М. м. не были обнаружены.

М. м.— стабильная ч-ца и не может исчезнуть до тех пор, пока не встре­тится с др. монополем, имеющим рав­ный по величине и противоположный по знаку магн. заряд. Если М. м. генерируются высокоэнергичными кос­мическими лучами, непрерывно па­дающими на Землю, то они должны встречаться повсюду на земной по­верхности. Их искали, но также не нашли. Остаётся открытым вопрос, связано ли это с тем, что М. м. очень редко рождаются, или же они вовсе не существуют. П. А. М. Дирак.

О т  р е д а к ц и и. Гипотеза о воз­можности существования М. м. — ч-цы, обладающей положит. или отрицат. магн. зарядом, была высказана англ. физиком П. А. М. Дираком (1931), по­этому М. м. наз. также моно­полем Дирака.

• D i r а с Р. А. М., Quantised singularities in the electromagnetic field, «Proceedings of the Royal Society. Ser. A», 1931, v. 133, .№ 821; Д э в о н с С., Поиски магнитного монополя, «УФН», 1965, т. 85, в. 4, с. 755—60 (Допол­нение Б. М. Болотовского, там же, с. 761 — 762); Швингер Ю., Магнитная модель материи, там же, 1971, т. 103, в. 2, с. 355— 365; Монополь Дирака. Сб. статей, пер. с англ., под ред. Б. М. Болотовского и Ю. Д. Усачева, М., 1970.

МАГНИТНЫЙ ПОЛЮС, участок по­верхности намагниченного образца (магнита), на к-ром норм. составля­ющая намагниченности J_n отлична от нуля. Если магнитный поток в образце и окружающем пр-ве изобразить графически при помощи линий ин­дукции (силовых линий) магнитного поля, то М. п. будет соответствовать месту пересечения поверхности об­разца этими линиями (рис.). Обычно участок поверхности, из к-рого вы­ходят силовые линии, наз. север­ным (N) или положительным М. п.,

Магн. поле и полюсы (N и S) намагниченного стального стержня. Линиями со стрелками обозначены линии магн. индукции (линии замыкаются в окружающем стержень пр-ве).

 

а участок, в к-рый эти линии входят, южным (S) или отрицательным. Одноимённые М. п. отталкиваются, разноимённые притягиваются. Если следовать аналогии с вз-ствием элект­рич. зарядов, то М. п. можно припи­сать отличную от нуля поверхност­ную плотность магнитных зарядов s_m = J_n, хотя в действительности магн. зарядов не существует (см. Магнит­ный монополь). Отсутствие в природе магн. зарядов приводит к тому, что линии магн. индукции не могут пре­рываться в образце, и у намагничен­ного образца (тела) наряду с М. п. одной полярности всегда должен су­ществовать эквивалентный М. п. дру­гой полярности.

МАГНИТНЫЙ ПОТЕНЦИАЛОМЕТР, устройство для измерения разности значений потенциала (U_магн) магн. поля между двумя его точками и напряженности магн. поля на поверх­ности намагнич. образца. В кач-ве М. п. применяют феррозонды, пре­образователи, действующие на основе Холла эффекта; магниторезисторные преобразователи (см. Магнетосопротивленив) и др. устройства. Широкое применение в кач-ве М. п. нашли индукц. катушки пост. сечения по длине с бифилярной обмоткой. Концы обмотки присоединяют к измерителю, в кач-ве к-рого при измерениях в пост. магн. полях обычно применяют баллистический гальванометр или микровеберметр, в перем. магн. полях — вольтметр или электронно-лучевой осциллограф. Если такой М. п. нахо­дится в постоянном неоднородном магн. поле, причём его концы рас­полагаются в точках с разными магн. потенциалами, то магн. поток, про­низывающий М. п. (потокосцепление потенциометра), пропорц. разности U_магн между его концами. При уда­лении М. п. из поля, смыкании его концов или выключении поля про­исходит отброс стрелки баллистич. гальванометра, пропорциональный изменению потокосцепления DФ.

377

 

Измеряемое значение DФ=kU_магн, где k — постоянная М. п. По вели­чине U_магн рассчитывают ср. напря­жённость магн. поля (H_cp) между концами М. п.: H_ср=U_магн/l, где l — расстояние между фиксиров. точ­ками поля.

М. п. на основе индукц. катушек можно измерять разности магн. по­тенциалов, начиная с 10^-3—10^-2 А. Ещё большей чувствительностью об­ладают феррозондовые М. п., позво­ляющие измерять

U_магн~10^-5—10^-6 А.

• Чечерников В. И., Магнитные измерения, 2 изд., М., 1969.

МАГНИТНЫЙ ПОТОК (поток магнит­ной индукции), поток Ф вектора магн. индукции В через к.-л. поверхность. М. п. dФ через малую площадку dS, в пределах к-рой вектор В можно считать неизменным, выражается про­изведением величины площадки и про­екции B_n вектора на нормаль к этой площадке, т. е. dФ=B_ndS. М. п. Ф через конечную поверхность S оп­ределяется интегралом: Ф=∫_SB_ndS.

Для замкнутой поверхности этот ин­теграл равен нулю, что отражает соленоидальный хар-р магнитного поля, т. е. отсутствие в природе магнит­ных зарядов — источников магн. поля (магн. поля создаются электрич. то­ками). Единица М. п. в Международ­ной системе единиц (СИ) — вебер, в СГС системе единиц — максвелл; 1 Вб=10⁸ Мкс.

МАГНИТНЫЙ ПРОБОЙ, см. Про­бой магнитный.

МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС, избират. поглощение в-вом эл.-магн. волн определ. частоты w, обусловленное изменением ориентации магн. момен­тов ч-ц в-ва (эл-нов, ат. ядер). Энергетич. уровни ч-цы, обладающей магн. моментом m, во внеш. магн. поле Н расщепляются на магн. подуровни, каждому из к-рых соответствует оп­редел. ориентация магн. момента отно­сительно поля Н  (см. Зеемана эффект). Эл.-магн. поле резонансной частоты w вызывает квант. переход между магн. подуровнями. Условие резо­нанса: Dξ=ћw, где Dξ — разность энергий между магн. подуровнями. Если поглощение энергии осуществ­ляется ядрами, то М. р. наз. ядерным магнитным резонансом (ЯМР). М. р., обусловленный магн. моментами не­спаренных эл-нов в парамагнетиках, наз. электронным парамагнитным ре­зонансом (ЭПР). В магнитоупорядоченных в-вах электронный М. р. наз.

ф e p p o м а г н и т н ы м    и    а н т и ф е р р о м а г н и т н ы м. В обычно применяемых магн. полях ~10³—10⁴  Э частоты ЯМР  попадают в диапазон коротких радиоволн (10⁶— 10⁷   Гц),   а   ЭПР — в  диапазон  СВЧ (10⁹—10¹⁰ Гц). Спектры М.  р.  чувст­вительны к различным внутр. полям,

действующим в в-ве, поэтому М. р. применяется для исследования струк­туры твёрдых тел и жидкостей, атом­ной и молекулярной динамики и т. п.

В. А. Ацаркин.

МАГНИТНЫЙ СПЕКТРОМЕТР, при­бор для измерения импульсов заряж. ч-ц по кривизне их траекторий в магн. поле. Если при этом измеряется ско­рость ч-цы, то можно определить её массу, т. е. идентифицировать ч-цу (см. Лоренца сила). М. с. использу­ются для исследований бета-распада (см. Бета-спектрометр), яд. реакций и др. явлений, наблюдаемых при малых энергиях ч-ц. Физ. процессы в этом случае характеризуются малым числом рождающихся ч-ц в каждом акте и сравнительно высокой веро­ятностью. Поэтому соответствующие М. с., как правило, одноканальные приборы с небольшой апертурой, со­держащие на выходе детектор, реги­стрирующий ч-цу с фиксиров. тра­екторией. Энергетич. спектр ч-ц из­меряется последовательным измене­нием магн. поля.

 

Рис. 1. Схема двухплечевого магн. спек­трометра: 1 — ми­шень, в к-рой про­исходит исследуемый процесс; 2 — магни­ты; 3 — магн. линзы; 4 — трековые детек­торы; 5 — сцинтилляц. счётчики; 6 — газовые черенковские счётчики; 7 — ливневые спектрометры для идентификации эл-нов; 8 — сцинтилляц. счётчики.

 

Развитие физики ч-ц высоких энер­гий привело к созданию сложных М. с. для изучения разнообразных процессов, сопровождающихся рождением большого числа ч-ц в каждом акте (см. Множественные процессы). Эти процессы обычно характеризуются малой вероятностью, что требует при­боров с большой светосилой. Часто необходимо одновременно измерять траектории и импульсы неск. заряж. ч-ц разл. типов, идентифицировать их и определять эфф. массу системы ч-ц или т. н. недостающую массу (см. ниже); выделять редкие процессы

(напр., двухчастичные распады короткоживущих ч-ц) на фоне большого кол-ва др. процессов. М. с. для таких экспериментов — сложные установки, содержащие трековые детекторы с автоматизиров. съёмом информации [искровые камеры (проволочные), про­порциональные камеры, дрейфовые ка­меры] с десятками, сотнями тысяч каналов регистрации ч-ц, сотни сцинтилляционных счётчиков, многочисл. детекторы для идентификации вто­ричных ч-ц {черенковские счётчики (газовые), электронные и мюонные идентификаторы], работающие в ли­нию с ЭВМ. В более простых М. с. в магн. поле расположены оптиче­ские искровые и стримерные камеры. Эти М. с. обладают меньшим быстро­действием.

Двухплечевые М. с. позволяют ис­следовать процессы, при к-рых две ч-цы испускаются в одном акте, напр. двухчастичный распад. Ч-цы реги­стрируются в каждом из плеч М. с. (рис. 1). Измеряя их импульсы и угол между ними, можно восстановить эфф. массу объекта, при двухчастичном распаде к-рого они возникли. В де­тектор попадает только малая доля вторичных ч-ц, образующихся в ми­шени, Двухплечевые М. с. могут ра­ботать в очень интенсивных пучках (~10¹² ч-ц за цикл работы ускори­теля), что важно при исследовании редких процессов.

Рис. 2. Схема широкоапертурного авто­матизированного маг­нитного спектро­метра: 1 — магнит; 2 — трековые детек­торы; 3 — сцинтилляционные годоскопич. счётчики; 4 — многоканальный черенковский газовый счёт­чик для идентификации вторичных ч-ц; 5 — ливневый спектрометр для регистрации эл-нов и g-квантов; б — мюонный детектор в виде системы годоскопич. счётчиков и тре­ковых детекторов, прослоённых Fe; 7 — ми­шень; 8 — дополнительные сцинтилляц. счётчики.

 

Именно с помощью таких М. с. открыты J/y-частица с массой 3,1 ГэВ и ипсилон-частица с массой 9,5 ГэВ. Обе ч-цы выделены по их двухлептонным распадам (J/y®е⁺е^- и ¡ ®m⁺m^-). Двухплечевые М. с. регистрируют события только в очень узком кинематич. диапазоне (напр., регистрируется только J/y и ипсилон-частицы, почти покоящие­ся в системе центра масс). Кроме того, они обладают малой светосилой и непригодны для анализа сложных многочастичных процессов.

Широкоапертурные М. с. (рис. 2) позволяют измерять траектории и им­пульсы нескольких вторичных ч-ц, образующихся при вз-ствии первич-

378

 

 

ных ч-ц высоких энергий в мишени установки, идентифицировать вторич­ные ч-цы, определять эфф. массы их разл. комбинаций. Широкоапертурные М. с. обладают большой свето­силой, однако значит. часть первич­ного пучка, как правило, проходит через всю установку, и поэтому они обычно работают при интенсивности, не превышающей неск, миллионов ч-ц за один цикл работы ускорителя. Они могут также настраиваться на выде­ление двухчастичных распадов ч-ц определ. массы, напр. нейтральных К-мезонов в опытах по изучению на­рушения СР-инвариантности в К° ®2p-распадах.

Спектрометры недостающей массы применяются при исследовании короткоживущих ч-ц (резонансов).

Рис. 3. Принцип действия спектрометра не­достающих масс; вверху схема спектрометра (а), внизу спектры недостающих масс — гладкий (б) и с максимумами (в).

 

Пусть происходит реакция p^-+ р® р+Х^- (X — все вторичные ч-цы). Если измерять импульс и угол вылета про­тона отдачи р с помощью протонно­го спектрометра (рис. 3,a), то можно определить эфф. массу М_х системы Х^- (т. н. недостающую массу). Если в реакции всегда образуется неск. независимых вторичных ч-ц, спектр недостающих масс гладкий. Однако если реакция идёт в два этапа — сна­чала совместно с протоном отдачи образуются мезонные резонансы с массами M₁ или М₂ или М₃ и соот­ветствующими ширинами Г₁, Г₂, Г₃, а затем резонансы распадаются на вторичные ч-цы, то спектр недостаю­щих масс содержит максимумы, сви­детельствующие о существовании ре­зонансов.

Спектрометры для экспериментов со встречными пучками, как правило, со­держат большие сверхпроводящие со­леноиды, окружающие область, где взаимодействуют два сталкивающихся пучка ч-ц. Такие магн. системы пе­рекрывают телесный угол, близкий к 4л. Встречные пучки проходят по оси соленоида, а детекторы ч-ц (трековые детекторы, сцинтилляц. счётчики, лив­невые детекторы и т. д.) располага­ются концентрически как внутри со­леноида, так и вне его. С помощью спектрометров такого типа открыты y-

и y'-частицы, очарованные мезоны и тяжёлые лептоны.

• Методы измерения основных величин ядер­ной физики. Сост.-ред. Люк К. Л. Юан и By Цзянь-сюн, пер. с англ., М., 1964; Эле­ментарные частицы, М., 1978, в. 2, 1980, в. 3 (Материалы школ физики ИТЭФ).

Л. Г. Ландсберг.

МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКИЙ ГЕНЕРАТОР (МГД-генератор), уста­новка для непосредств. преобразо­вания тепловой энергии в электриче­скую. Основан на явлении эл.-магн. индукции, т. е. возникновении тока в проводнике, пересекающем магн. си­ловые линии; в кач-ве движущегося в магн. поле проводника использу­ется плазма или проводящая жид­кость (электролиты и жидкие ме­таллы) .

На возможность использования про­водящих жидкостей, движущихся в магн. поле, для генерации электрич. токов указал ещё англ. физик М. Фа­радей в 1831. Однако предпринятые им же попытки экспериментально проверить эту идею были безуспешны. Осн. принципы устройства современ­ных М. г. были сформулированы в 1907 — 22, однако практич. реализация их оказалась возможной только в кон. 50-х гг. в связи с развитием магнитной гидродинамики, физики плазмы и т. д.

М. г. состоит (рис. 1) из генератора (нагревателя, источника) рабочего те­ла, в к-ром рабочее тело нагревается до необходимой темп-ры (тв. топливо переходит в газ и ионизуется) и раз­гоняется до требуемых скоростей; МГД-канала, в к-ром движется ра­бочее тело (плазма или проводящая жидкость) и происходит отвод генерируемой электроэнергии контакт­ным (с помощью электродов) или индукционным (вторичные обмотки) способами; магн. системы, в магн. поле " к-рой происходит пондеромоторное торможение рабочего тела.

 

Рис. 1. Схема плазменного МГД-генератора: 1 — генератор плазмы; г — сопло; 3 — МГД-канал; 4 — электроды с последовательно включённой нагрузкой; 5 — магн. система, создающая тормозящее магн. поле; R_н — нагрузка.

 

По типу используемого рабочего тела М. г. подразделяются на плаз­менные и жидкометаллические. В плаз­менных М. г. может использоваться равновесная или неравновесная плаз­ма.

Системы с М. г. могут работать по открытому и замкнутому циклам. В первом случае использо­ванные газы выбрасываются в атмо­сферу. В М. г. замкнутого цикла рабочее тело, пройдя М. г., возвращается в МГД-канал через  компрессор или насос.

Как и в любом генераторе, основан­ном на принципе эл.-магн. индукции, в проводящем потоке (с электропро­водностью а), движущемся в МГД-канале М. г. со скоростью v поперёк магн. поля В, возникает индукц. поле напряжённостью E=vXB. Под действием этого поля в объёме потока и во внеш. цепи возбуждается элект­рич. ток.

Вз-ствие генерируемого тока с магн. полем приводит к появлению тормо­зящей пондеромоторной силы, работа к-рой на длине канала М. г. опреде­ляет уд. мощность и эффективность М. г. Она тратится на работу во внеш. цепи, на джоулев нагрев ра­бочего тела и на работу, связанную с токами утечки.

Мощность М. г. N~sv²B². Для жидкометаллич. М. г. существенной проблемой при получении больших мощностей явл. разгон рабочего тела до высоких скоростей. В совр. схе­мах разгона парогазовой смеси с конденсацией перед МГД-каналом про­исходят большие потери кинетич. энер­гии, а при работе с гетерогенным парогазовым рабочим телом — потери электропроводности. Эти потери и ряд др. эффектов ограничивают кпд жидкометаллич. М. г. величинами ~3— 6%; агрегатные мощности М. г.— ок. 0,5—1,0 МВт. Значительно более высокие показатели имеют плазменные М. г. Во-первых, в них рабочее тело можно разгонять до больших скоро­стей (~2000 —2500 м/с), во-вторых, введение в газы небольших кол-в легко ионизующихся добавок (напр., паров щелочных металлов К, Cs) позволило снизить темп-ру иониза­ции и получить приемлемые электро­проводности плазмы уже при темп-рах 2300—3000 К и атм. давлениях. Ис­пользование перегрева электронной компоненты плазмы относительно ион­ной и ат. компонент также значи­тельно увеличивает электропровод­ность такой неравновесной плазмы. При типичных значениях магн. ин­дукции В ~ 3Т можно получать кпд плазменных М. г. до 20%, а мощ­ность с ед. объёма рабочего тела ~10³ МВт/м³.

При использовании плазмы в кач-ве рабочего тела нужно учитывать осо­бенности работы М. г., связанные с плазменными эффектами и сжимаемо­стью газа. Так, в сильных магн. полях или в разреж. газе, когда частота соударений эл-нов уменьша­ется и становится сравнимой с цик­лотронной частотой вращения эл-нов, они успевают за время между соуда­рениями пройти заметную дугу по ларморовской окружности. Благодаря этому направление тока в плазме не совпадает с направлением напряжён­ности электрич. поля (Холла эффект).

379

 

Это приводит к возникновению до­полнит. электрич. поля, т. н. поля Холла, направленного навстречу потоку газа. В результате а умень­шается в направлении индуцирован­ного поля и становится анизотропной. Для уменьшения вредных последствий эффекта Холла предпочтительны ре­жимы работы с давлениями, близкими атмосферным. Кроме того, можно раз­делить электроды на секции (чтобы уменьшить циркуляцию тока вдоль канала), причём каждая пара элект­родов должна иметь свою нагрузку

Рис. 2. Схемы сое­динения электродов в МГД-генераторах: a — линей­ный фарадеевский генератор с сек­ционированными электродами; б — линейный холловский ге­нератор; в — сериесный генератор с диаго­нальным соединением электродов.

 

(рис. 2, а), что усложняет конструк­цию М. г. Если же в идеально сек­ционированном канале электроды ко­ротко замкнуты (рис. 2, 6, в), то поле Холла значительно больше индук­ционного и этот эффект используется для получения высоких (10—20 кВ) напряжений.

Сжимаемость газа приводит к по­явлению градиентов давления и темп-ры вдоль канала. Эти эффекты ча­стично компенсируют расширением проточной части канала. Трение газа о стенки канала приводит к образо­ванию холодных пограничных слоев, где теряется часть генерируемого на­пряжения; в результате трения может также происходить зажигание дуг, разрушающих электроды. При силь­ных пондеромоторных торможениях рабочего тела может произойти отрыв пограничного слоя и в потоке плазмы возникнут резкие возмущения, поток расслаивается, резко уменьшается ин­дуцированное поле в выходных зонах, генерация срывается. Отсос погранич­ного слоя частично компенсирует этот эффект.

В канале М. г. может возникать также ряд плазменных неустойчивостей, обусловленных локальными пе­регревами, неоднородностью иониза­ции и т. п.

Отсутствие движущихся деталей (осн. преимущество М. г.) и принци­пиально высокая рабочая темп-ра позволяют создавать М. г. с высо­кими кпд и большими агрегатными мощностями. В комбинированных ТЭС можно применять М. г. как высо­котемпературные ступени перед обычными машинными генератора­ми, что должно повысить кпд стан­ции в целом на 10—15%. Быст­рота выхода на режим (~1 с) по­зволяет на базе М. г. создавать пиковые и аварийные электростанции, а также мощные импульсные МГД-установки. Используя принцип само­возбуждения магн. системы, можно создавать автономные импульсные МГД-установки. Малое количество вредных примесей в выхлопных га­зах М. г., работающих на природ­ных ископаемых топливах, обеспечи­вает лучшие условия защиты окружа­ющей среды от теплового и хими­ческого загрязнений. Созданы экспе­риментальные МГД-генераторы, ге­нерирующие до 10—20 МВт в течение сотен часов. В народном хо­зяйстве используются мощные им­пульсные М. г. открытого цикла, работающие на продуктах сгорания специальных твёрдых топлив. Раз­работаны МГД-установки для про­гнозирования землетрясений методом периодических глубинных зондиро­ваний земной коры, для геофиз. нефтепоисковых работ и т. д.

Исследования и разработки в об­ласти М. г. ведутся в СССР, США, Японии, Индии и др. стра­нах.

• Р о з а Р., Магнитогидродинамическое пре­образование энергии, пер. с англ., М., 1970; Магнитогидродинамическое преобразование энергии, М., 1979.

Ю. М. Волков.

МАГНИТОДВИЖУЩАЯ СИЛА (на­магничивающая сила), величина, ха­рактеризующая магн. действие электрич. тока. Вводится для магнитных цепей по аналогии с электродвижущей силой в электрич. цепях. М. с. F равна циркуляции вектора напря­жённости магн. поля Н по замкну­тому контуру L, охватывающему элект­рич. токи, к-рые создают это магн.

поле:

(в ед. СИ). Здесь h_l — проекция Н на направление элемента контура ин­тегрирования dl, n — число провод­ников (витков) с током I_i, охваты­ваемых контуром. Единица М. с. в Международной системе единиц (СИ) — ампер (или ампер-виток), в СГС системе единиц (симметричной) — еильберт.

МАГНИТОДИЭЛЕКТРИКИ, маг­нитные материалы, представляющие собой конгломерат магн. порошка (из ферро- и ферримагнетиков) и связки — диэлектрика (напр., баке­лита, полистирола, резины); в мак­рообъёмах обладают высоким элект­рич. сопротивлением, зависящим от кол-ва и типа связки. М. могут быть как магнитно-твёрдыми материалами, так и магнитно-мягкими материалами. Магнитно-мягкие М. получают в осн. из тонких порошков карбонильно­го железа, молибденового пермал­лоя и алсифера; их применяют для

изготовления сердечников катушек ин­дуктивности, фильтров, дросселей и др. радиотехн. устройств, работаю­щих при частотах 10⁴—10⁸ Гц. Маг­нитно-твёрдые М. изготовляют на основе порошков из сплавов ални (Fe — Ni — Al — Cu), алнико (Fe — Ni — Al — Co), ферритов. Коэрцитив­ная сила этих М. ниже на неск. де­сятков %, а остаточная индукция меньше почти в два раза, чем у мас­сивных материалов. М. применяются в приборостроении (пост. магниты, эластичные герметизаторы для разъ­ёмных соединений и др.).

• Ферриты и магнитодиэлектрики. Справоч­ник, М., 1968; Толмасский И. С., Металлы и сплавы для магнитных сердечни­ков, М., 1971.

МАГНИТОЗВУКОВЫЕ ВОЛНЫ, низ­кочастотные (с частотой ниже ионной циклотронной) продольные эл.-магн. колебания, распространяющиеся в замагниченной плазме поперёк на­правления внеш. магн. поля. В М. в. в-во перемещается вдоль направления распространения. Механизм явления аналогичен обычному звуку и заклю­чается в сжатии и расширении в-ва вместе с вмороженным в него магн. полем; поэтому в определении ско­рости М. в. надо учитывать не только газовое, но и магн. давление. Ско­рость распространения М. в. равна скорости альфвеноеских волн. См. также Плазма.

МАГНИТОМЕТР, прибор для измере­ния хар-к магнитного поля и магн. св-в физ. объектов. М. различают по назначению, принципу действия и условиям эксплуатации.

При классификации по назначению выделяют две группы М. К первой, наиболее разветвлённой, относят при­боры для измерения осн. хар-к магн. поля: напряжённости Н (в А/м или Э), индукции В (в Тл или Гс), магн. по­тока Ф (в Вб или Мкс); ко второй — приборы для измерения магн. св-в материалов и горных пород.

Помимо обобщающего наименова­ния «М.», традиционного для 1-й группы приборов, нек-рые из них наз. в соответствии с наименованием единицы измеряемой величины (преим. Международной системы единиц), напр. тесламетр (реже гауссметр), веберметр.

К осн. хар-кам магн. поля, к-рые измеряют М. 1-й группы, относятся: абс. значение (модуль) вектора поля (Н или В), абс. значения состав­ляющих (проекций) вектора поля в геомагнитной или др. системе коор­динат (см. Земной магнетизм), на­правление вектора поля или его про­екций (приборы, компас, буссоль, магн. теодолит, инклинатор, декли­натор, векторный М.), относит. изменения поля во времени (магн. вариометры) и пр-ве (градиентометры или дифференциальные М.).

М. 2-й группы измеряют след магн. св-ва горных пород и магн материалов: магнитный момент M (А•м²), намагниченность J (А/м), маг-

380

 

 

нитную восприимчивость c (каппа-метр), магн. проницаемость m (мюметр), зависимости J(H) и В(Н) (см. Намагничивания кривые), коэрцитив­ную силу H_с, потери на гистерезис и т. п.

По принципу действия М. подраз­деляют на неск. типов. М а г н и т о с т а т и ч е с к и е М.— приборы, ос­нованные на вз-ствии измеряемого магн. ноля H_изм с постоянным (инди­каторным) магнитом, имеющим магн. момент М. В поле Н_изм на магнит дей­ствует механич. момент I=[МН_изм]. Момент в М. разл. конструкции урав­новешивается: а) моментом кручения кварцевой нити (действующие по это­му принципу кварцевые М. и универс. магн. вариометры на квар­цевой растяжке обладают чувствитель­ностью G ~ 1 нТл); б) моментом силы тяжести (магнитные весы с G~10 —15 нТл), в) моментом, действующим на вспомогательный эталонный маг­нит, установленный в определ. по­ложении (оси индикаторного и вспомогат. магнитов в положении равно­весия перпендикулярны). В послед­нем случае, определяя дополнительно период колебания вспомогат. магнита в поле .Н_изм, можно измерить абс. величину Н_изм (абс. метод Гаусса).

Рис. 1. Схема квар­цевого магнитометра для измерения вер­тикальной составля­ющей (Z) напряжён­ности геомагн. по­ля: 1 — оптич. си­стема зрит. трубы; 2 — оборотная приз­ма для совмещения шкалы 9 с полем зрения; 3 — магниточувствит. система (пост. магнит на кварцевой растяжке 5); 4 — зеркало; 6 — магнит для частичной компенсации гео­магн. поля (изменения диапазона прибора); 7 — кварцевая рамка; 8 — измерит. магнит (по углу его поворота определяют Z); 10 — система освещения шкалы.

 

М. этого типа имеют, как правило, только одну плоскость вращения пост. магнита (вертикальную или горизон­тальную) и применяются для изме­рения соответствующей компоненты поля — обычно компоненты X, Y или Z, напряжённости геомагн. поля (рис. 1), а также для измерения градиента поля и абс. величины Н.

Модификации магнитостатич. М. с двумя параллельными магнитами на одной нити подвеса (астатич. системы) применяются также для измерения магн. св-в земных пород и магн. материалов.

Электрические М. основаны на сравнении Н_изм с полем эталонной катушки Н=ki, где k — постоянная катушки, определяемая из её геом. и конструктивных параметров, i — измеряемый ток. Электрич. М. со­стоят из компаратора для измерения размеров катушки и её обмотки,

теодолита для точной ориентации оси катушки по направлению измеряемой компоненты поля, потенциометрич. си­стемы для измерения тока i и чувствит. датчика — индикатора равенства полей. Чувствительность М. этого типа ~ 1 мкЭ, осн. область их при­менения — измерение горизонт. и вертик. составляющих геомагн. поля. Индукционные М. основаны на явлении электромагнитной индук­ции — возникновении эдс в измерит. катушке при изменении проходящего сквозь её контур магн. потока Ф. Изменение потока DФ в катушке может быть связано: а) с изменением величины или направления измеря­емого поля во времени (приборы: индукц. вариометры, флюксметры). Про­стейший флюксметр (веберметр) пред­ставляет собой баллистический гальва­нометр, действующий в сильно переус­покоенном режиме (G ~ 10^-4 Вб/дел); применяются магнитоэлектрич. веберметры с G ~10^-6 Вб/дел, фотоэлектрич. веберметры с G ~ 10^-8 Вб/дел и др.; б) с периодич. измене­нием положения (вращением, коле­банием) измерит. катушки в измеря­емом поле (рис. 2). Простейшие тесламетры с катушкой на валу синхрон­ного двигателя обладают G~10^-4 Тл.

Рис. 2. Блок-схема и конструкция преобра­зователя вибрац. тесламетра: 1 — измерит. катушка, укреплённая на торце пьезокристалла 2 (вибратора); 3 — зажим для крепле­ния пьезокриоталла; 4 — усилитель сигна­ла; сигнал детектируется и измеряется при­бором 5 магнитоэлектрич. системы; в — ге­нератор эл.-магн. колебаний; 7 — источник питания.

 

У наиболее чувствительных вибраци­онных М. G ~ 0,1 — 1 нТл; в) с изме­нением магнитного сопротивления из­мерит. катушки, что достигается пе­риодич. изменением магн. проница­емости пермаллоевого сердечника (он периодически намагничивается до на­сыщения вспомогательным перем. по­лем возбуждения). Действующие по этому принципу феррозондовые М. имеют G ~ 0,2 — 1 нТл (см. Феррозонд). Индукционные М. применяются для измерения магн. полей Земли и др. планет, техн. полей, в магнитобиологии и т. д.

Квантовые М.— приборы, ос­нованные на ядерном магнитном ре­зонансе, электронном парамагнитном.

резонансе, свободной прецессии магн. моментов ядер или эл-нов во внеш. магн. поле, Мейснера эффекте, Джозефсона эффекте и др. эффектах. Для наблюдения зависимости частоты w прецессии магн. моментов микроча­стиц от H_изм (w=gH_изм, где g — магнитомеханическое отношение) не­обходимо создать макроскопич. магн. момент ансамбля микрочастиц — ядер или эл-нов (см. в ст. Сверхпроводящий магнитометр). Квант. М. применя­ются для измерения напряжённости слабых магн. полей (в т. ч. геомагн. и магн. поля в косм. пр-ве), в геоло­горазведке, в магнетохимии, в био­физике (G до 10^-5—10^-7 нТл). Значи­тельно меньшую чувствительность (G~10^-5 Тл) имеют квант. М. для измерения сильных магн. полей.

Гальваномагнитные М. основаны на явлении искривления траектории электрич. зарядов, дви­жущихся в магн. поле H_изм, под действием Лоренца силы (см. Галь­ваномагнитные явления). К этой груп­пе М. относятся: М. на Холла эффекте (возникновении между гранями про­водящей пластинки разности потенциа­лов, пропорциональной протекающе­му току и H_изм), М. на эффекте Гаусса (изменении сопротивления проводника в поперечном магн. поле H_изм), М. на явлении падения анодного тока в магнетронах и электронно­лучевых трубках (вызванного ис­кривлением траектории эл-нов в магн. поле) и др.

Рис. 3. Принципиальная схема тесламетра, основанного на эффекте Холла (компенсац. типа): e₁ и E₂ — источники пост. тока; r₁ и r₂ — резисторы; G — гальванометр; тА — миллиамперметр; ПХ — преобразователь Холла (ПП пластинка). Эдс Холла компенси­руется падением напряжения на части ка­либрованного сопротивления r₂, через к-рое протекает пост. ток.

 

На эффекте Холла ос­новано действие различного рода тесламетров для измерения пост., перем. и импульсных магн. полей (с G ~10^-4—10^-5 Тл, рис. 3); градиентометров и приборов для исследования магн. с-в материалов. Чувствитель­ность G тесламетров, работающих на основе эффекта Гаусса, достигает 10 мкВ/Тл; у электронно-вакуумных М. G ~ 30 нТл.

Существуют также М. эксперимен­тального, прикладного и демонстрац. хар-ра, работа к-рых основана на изменении длины намагниченного стержня (см. Магнитострикция), на вращении плоскости поляризации све­та (см. Магнитооптика, Фарадея эф-

381

 

 

фект, Керра эффект) и т. д. М. каж­дого из указанных типов дополни­тельно различаются по осн. показа­телям: диапазону измерений, чувст­вительности, погрешности, скорости и способу отсчёта и т. д., а также по условиям эксплуатации. В частности, разработаны многочисл. типы М. для измерения магн. поля в условиях морской и аэромагн. съёмки, в около­земном и межпланетном косм. пр-ве.

• Яновский Б. М., Земной магнетизм, 2 изд., т. 2, Л., 1963; Ч е ч у р и н а Е. Н., Приборы для измерения магнитных величин, М., 1969; Померанцев Н. М., Рыж­ков В. М., Скроцкий Г. В., Физические основы квантовой магнитометрии, М., 1972; М и х л и н Б. 3., С е л е з н е в В. П., Селезнев А. В., Геомагнитная навига­ция, М., 1976.

МАГНИТОМЕХАНИЧЕСКИЕ ЯВ­ЛЕНИЯ (гиромагнитные явления),

группа явлений, обусловленных взаи­мосвязью магн. и механич. моментов микрочастиц — носителей магнетизма. Любая микрочастица, обладающая определ. моментом количества движения (эл-н, протон, нейтрон, ат. ядро, атом), имеет также и определ. маг­нитный момент. Благодаря этому увеличение суммарного момента кол-ва движения микрочастиц, образующих физ. тело (образец), приводит к воз­никновению у образца дополнит. магн. момента; наоборот, при намагничива­нии образец приобретает дополнит. механич. момент.

Увеличение магн. момента (намаг­ниченности) в ферромагн. образцах при их вращении было обнаружено в 1909 амер. физиком С. Барнеттом (см. Барнетта эффект). Обратный эффект — поворот свободно подвешен­ного ферромагн. образца при его намагничивании во внеш. магн. поле открыт в 1915 в опытах А. Эйнштейна и В. де Хааза (см. Эйнштейна — де Хааза эффект).

М. я. позволяют определить отно­шение магн. момента атома к его полному механич. моменту (гиромаг­нитное, или магнитомеханическое от­ношение) и сделать заключение о природе носителей магнетизма в разл. в-вах. Так было установлено, что в переходных Зd-металлах (Fe, Co, Ni) магн. момент обусловлен спиновыми моментами эл-нов (см. Спин). В др. в-вах (напр., редкозем. металлах) магн. момент создаётся как спиновыми, так и орбитальными моментами эл-нов.

В связи с созданием новых, в пер­вую очередь резонансных, методов исследования магнетизма (см. Маг­нитный резонанс) интерес к М. я. уменьшился.

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

Р. З. Левитин.

МАГНИТОМЕХАНИЧЕСКОЕ ОТНО­ШЕНИЕ (гиромагнитное отношение),

отношение магнитного момента элем. ч-ц (и состоящих из них систем — атомов, молекул, ат. ядер и т. д.) к их моменту кол-ва движения (механич. моменту). Для каждой элем. ч-цы, обладающей отличным от нуля механич. моментом — спином, М. о. имеет определ. значение. Для разл. состояний ат. системы значения М. о. определяются по ф-ле: g=gg₀, где g₀ — единица М. о., g — Ланде мно­житель. В этом случае за единицу М. о. принимают его величину для ор­бит. движения эл-на в атоме: —е/2m_ес, где е — заряд эл-на, m_e — масса эл-на. Для ядер за единицу М. о. принимают аналогичную величину для протона: е!2m_рС (m_р — масса протона).

Величина М. о. определяет действие магн. поля на систему, обладающую магн. моментом. Согласно классич. теории, магн. момент во внеш. магн. поле напряжённостью Н совершает прецессию — равномерно вращается вокруг направления Н, сохраняя оп­редел. угол наклона, с угл. скоро­стью w=-gН. В частном случае, когда магн. момент обусловлен орбит. движением эл-нов, имеет место Лармора прецессия. Согласно квант. тео­рии, масштаб магн. расщепления уров­ней энергии в магн. поле (см. Зеемана эффект) определяется М. о., он равен: gћН= gg₀nћH.

М. А. Ельяшевич.

МАГНИТООПТИКА  (магнетооптика),

раздел физики, изучающий измене­ния оптич. свойств в-ва под дейст­вием магн. поля. Подавляющее боль­шинство магнитооптич. явлений свя­зано с расщеплением уровней энергии атома (снятием вырождения). Непо­средственно это расщепление прояв­ляется в Зеемана эффекте. Др. маг­нитооптич. эффекты по существу явл. следствием эффекта Зеемана и свя­заны с особенностями поляризац. хар-к зеемановских оптич. переходов и с закономерностями распростра­нения поляризов. света в среде, об­ладающей дисперсией. Спецификой магнитооптич. эффектов является то, что в магн. поле, помимо обычной линейной оптической анизотропии, появляющейся в среде под действием электрич. поля или деформаций, воз­никает циркулярная анизо­тропия, связанная с неэквивалентно­стью двух направлений вращения в плоскости, перпендикулярной полю. Это важное обстоятельство явл. след­ствием аксиальности магн. поля.

Наиболее просто осн. явления М. можно классифицировать феномено­логически в зависимости от направ­ления магн. поля. При этом рас­сматриваются два осн. случая: 1) волн. вектор светового излучения k параллелен магн. полю Н и 2) волн. вектор света перпендикулярен магн. полю. Явление Зеемана наблюдается в обоих случаях, причём различие поляризац. хар-к компонент зеемановского расщепления влечёт за собой различный хар-р индуцированной магн. полем анизотропии в этих слу­чаях. Так, при распространении монохроматич. света вдоль поля (при продольном эффекте Зеемана) его право- и левоциркулярно поляризованные составляющие поглощаются по-разному (т. н. магнитный циркулярный дихроизм), а при распространении света поперёк поля (поперечном эффекте Зее­мана) имеет место магнитный линейный дихроизм, т. с. разное поглощение составляющих, линейно поляризованных параллельно и перпендикулярно магн. полю (см. Поляризация света). Эти поляризац. эффекты имеют сложную зависимость от длины волны излучения (сложный спектр. ход), знание к-рой позволяет определить величину и хар-р зеемановского расщепления в тех случаях, когда оно много меньше ширины спект­ральных линий. (Аналогичные эффек­ты могут наблюдаться и в люминес­ценции.)

Расщепление спектр. линий влечёт за собой соответствующее расщепление дисперс. кривых, характеризующих зависимость показателя преломления среды от длины волны излучения (см. Дисперсия света, Преломление света). В результате при продольном (по полю) распространении показатели преломления для света с правой и левой круговыми поляризациями ста­новятся различными (магнитное циркулярное двойное лу­чепреломление), а линейно поляризованный монохроматич. свет, проходя через среду, испытывает вра­щение плоскости поляризации. По­следнее явление носит назв. Фарадея эффекта. В области линии поглощения фарадеевское вращение проявляет ха­рактерную немонотонную зависимость от длины волны — эффект М а к а л у з о — К о р б и н о. При попереч­ном относительно магн. поля распро­странении света различие показателей преломления для линейных поляри­заций приводит к линейному магнитному двойному лу­чепреломлению, известному как Коттона — Мутона эффект (или эффект Фохта). Изучение и использо­вание всех этих эффектов входит в круг проблем совр. М.

Один из важных разделов совр. М.— исследование влияния слабых магн. полей на излучения газов (в т. ч. и газовых лазеров). При этом в эксперименте регистрируется измене­ние пространств. и поляризац. хар-к излучения под действием магн. поля (Ханле эффект).

Оптич. анизотропия среды в магн. поле проявляется также и при отра­жении света от её поверхности. При намагничивании среды происходит из­менение поляризации отражённого све­та, хар-р и степень к-рой зависят от взаимного расположения поверх­ности, плоскости поляризации пада­ющего света и вектора намагниченно­сти. Этот эффект наблюдается в пер­вую очередь в ферромагнетиках и но­сит назв. магнитооптического Керра эффекта.

М. тв. тела интенсивно развивалась в 60—70-х гг. 20 в. В особенности это

382

 

 

относится к М. полупроводников и таких магнитоупорядоченных кри­сталлов, как ферриты и антиферромагнетики.

Одно из осн. магнитооптич. явлений в ПП состоит в появлении (при помещении их в магн. поле) дискр. спектра поглощения оптич. излучения зa краем сплошного поглощения, со­ответствующего оптич. переходу меж­ду зоной проводимости и валентной зоной (см. Полупроводники, Твёрдое пело). Эти т. н. осцилляции коэфф. поглощения, или осцилляции магнитопоглощения, обусловлены специфич. «расщеплением» в магн. поле ука­занных зон на системы подзон — подзон Ландау. Оптич. переходы меж­ду подзонами ответственны за осцил­ляции поглощения. Возникновение подзон Ландау вызвано тем, что эл-ны проводимости и дырки совершают в магн. поле орбит. движение в пло­скости, перпендикулярной полю. Энергия такого движения может из­меняться лишь скачкообразно (ди­скретно) — отсюда дискретность оп­тич. переходов. Эффект осцилляции магнитопоглощения широко исполь­зуется для определения параметров зонной структуры ПП. С ним связаны п т. н. междузонные эффекты Фа­радея и Фохта в ПП.

Подзоны Ландау расщепляются в магн. поле вследствие того, что эл-н обладает собственным моментом кол-ва движения — спином. При определ. условиях наблюдается вынужденное рассеяние света на эл-нах в ПП с переворотом спина относительно магн. поля. При таком процессе энергия рассеиваемого фотона изменяется на величину спинового расщепления под­зоны, к-рое для нек-рых ПП весьма велико. На этом эффекте основано плавное изменение частоты излучения мощных лазеров и создан светосиль­ный ИК спектрометр сверхвысокого разрешения (см. Инфракрасная спект­роскопия),

Большой раздел М. полупроводни­ков составляет изучение зеемановского расщепления уровней энергии мелких водородоподобных примесей и экситонов (см. также Квазичастицы). На­блюдение магнитопоглощения и от­ражения ИК излучения в узкозонных ПП позволяет исследовать коллектив­ные колебания электронной плазмы (см. Плазма твёрдых тел) и её вз-ствие с фононами.

В прозрачных ферритах и антифер­ромагнетиках магнитооптич. методы применяют для изучения спектра спиновых волн, экситонов, примесных уровней энергии и пр. В отличие от диамагнетиков и парамагнетиков, во вз-ствии света с магнитоупорядоченными средами гл. роль играют не внеш. поля, а внутр. магн. поля этих сред (их напряжённости достигают 10⁵—10⁶ Э), к-рые определяют спон­танную намагниченность (подрешёток или кристалла в целом) и её ориен­тацию в кристалле. Магнитооптич.

св-ва прозрачных ферритов и анти­ферромагнетиков могут быть исполь­зованы в системах управления лазер­ным лучом (напр., для создания мо­дуляторов света, см. Модуляция света) и для оптич. записи и считывания информации, особенно в ЭВМ.

Создание лазеров привело к обна­ружению новых магнитооптич. эф­фектов, проявляющихся при больших интенсивностях светового потока. По­казано, в частности, что поляризо­ванный по кругу свет, проходя через прозрачную среду, действует как эфф. магн. поле и вызывает появление намагниченности среды (т. н. обрат­ный эффект Фарадея).

Магнитооптич. методы использу­ются при исследованиях квант. со­стояний, ответственных за оптич. пе­реходы, спектров электронного парамагн. резонанса в ат. и конденсиров. средах, физ.-хим. структуры в-ва, электронной структуры металлов и ПП, фазовых переходов и пр.

• Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ., 2 изд., М., 1973; В о н с о в с к и й С. В., Магнетизм, М, 1971; З а п а с с к и й В. С., Ф е о ф и л о в П. П., Раз­витие поляризационной магнитооптики па­рамагнитных кристаллов, «УФН», 1975, т. 116, в. 1, с. 41: Писарев Р. В., Магнит­ное упорядочение и оптические явления в кристаллах, в кн.: Физика магнитных ди­электриков, Л., 1974.

В. С. Запасский, Б. П. Захарченя.

МАГНИТОРЕЗИСТИВНЫЙ ЭФ­ФЕКТ, изменение электрич. сопротив­ления тв. проводников под действием внеш. магн. поля Н. Различают по­перечный М. э., при к-ром электрич. ток I течёт перпендикулярно магн. полю Н, и продольный М. э. (I||Н). Причина М. э.— искривление тра­екторий носителей тока в магн. поле (см. Гальваномагнитные явления). От­носительное поперечное изменение со­противления (Dr/r)^ при комнатных темп-pax мало: у хороших металлов (Dr/r)^ ~ 10^-4 при Н ~ 10⁴ Э. Ис­ключение — Bi, у к-рого (Dr/r)^»2 при H=3•10⁴ Э. Это позволяет ис­пользовать его для измерения магн. поля (см. Магнитометр). У полу­проводников (Dr/r)^ ~10^-2—10 и су­щественно зависит от концентрации примесей и от темп-ры, напр. у до­статочно чистого Ge (Dr/r)^~3 при T=90 К и H=1,8•10⁴ Э.

Понижение темп-ры и увеличение Н приводит к увеличению (Dr/r)^. П. Л. Капица в 1927, используя силь­ные магн. поля (в неск. сотен тысяч Э) при темп-ре жидкого азота, обнаружил у большого числа металлов и в ши­роком интервале полей линейную за­висимость (Dr/r)^ от Н (з а к о н  К а п и ц ы). В слабых полях (Dr/r)^ пропорц. Н². Коэфф. пропорциональ­ности обычно положителен, т. е. сопротивление растёт с увеличением магн. поля; исключение составляет ферромагнетики (см. Кондо эффект). Т. к. сопротивление чувствительно к кол-ву примесей и дефектов в крист. решётке, а также к темп-ре, то измерения (на определ. образце, при определ. темп-ре) могут приводить к разным зависимостям r от Н. Эксперим. данные для металлов удобно описывать, выразив (Dr/r) в виде ф-ции от H_эф=H(r₃₀₀/r),. где r₃₀₀— сопротивление данного металла при комнатной темп-ре (300 К) и H=0, а r — при темп-ре эксперимента и при H=0. При этом разл. данные, относящиеся к одному металлу, ук­ладываются на одну прямую (п р а в и л о  К о л е р а). Резкая анизо­тропия сопротивления в сильных магн. полях (у Au, Ag, Cu, Sn и др. небольшое изменение ориентации магн. поля может привести к изме­нению r иногда в 1000 раз) означает анизотропию Ферми поверхности (не­большая анизотропия соответствует изотроп. поверхности Ферми). Если с ростом Н для всех направлений r не стремится к «насыщению» — не пе­рестаёт расти (Bi, As и др.), то эл-ны и дырки содержатся в проводнике в равном кол-ве. Стремление к насыще­нию означает преобладание носителей одного типа.

М. э. используется для исследова­ния электронного энергетич. спектра и механизма рассеяния носителей тока в проводниках, а также для измерения магн. полей.

• См. лит. при ст. Гальваномагнитные явления.

Э. М. Эпштейн.

МАГНИТОРЕЗОНАНСНЫЙ МАСС-СПЕКТРОМЕТР, устройство, в к-ром для разделения ионов по отношению массы к заряду используется движе­ние «узкого» пакета ионов, сформи­рованного в модуляторе, в однородном магн. поле. Ионы, циклотронная ча­стота к-рых совпадает с частотой перем. напряжения, приложенного к электродам модулятора, дополнитель­но ускоряются и после неск. оборотов по расширяющимся траекториям по­падают на коллектор. М. м.-с. исполь­зуется для прецизионных измерений масс ионов, а также для изотопного анализа. См. Масс-спектрометр.

МАГНИТОСТАТИКА, раздел теории эл.-магн. поля, в к-ром изучаются св-ва стационарного магнитного поля (поля пост. электрич. токов или поля пост. магнитов). Для расчёта этих полей часто пользуются понятием маг­нитного заряда, позволяющим при­менять в М. ф-лы, аналогичные ф-лам электростатики. Формально это воз­можно благодаря теореме эквивалент­ности поля магн. зарядов и поля пост. электрич. токов (см. Ампера теорема), хотя в природе свободных магн. за­рядов не существует (см. Магнитный монополь).

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976.

МАГНИТОСТРИКЦИОННЫЕ МА­ТЕРИАЛЫ, ферромагнитные металлы и сплавы (см. Ферромагнетик), а так­же ферриты, обладающие хорошо вы­раженными магнитострикц. св-вами

383

 

 

ХАРАКТЕРИСТИКИ  МАГНИТОСТРИКЦИОННЫХ МАТЕРИАЛОВ

Примечание:   k,   m   соответствуют Н_{0 опт}; для а приведены макс. значения.

(см. Магнитострикция) и применя­емые для изготовления магнитострикционных преобразователей эл.-магн. энергии в механич. и обратно (излу­чатели акустич. колебаний, датчики давления, фильтры и др. приборы). Осн. хар-ки М. м. (см. табл.): коэфф. магнитомеханич. связи k, квадрат к-рого равен отношению преобразо­ванной энергии (механич. или маг­нитной) к подводимой (соответственно магнитной или механической) без учё­та потерь; динамические магнитострикц. постоянная а, определяющая чувствительность преобразователя в режиме излучения, и относительная магнитная проницаемость m; скорость звука с; магнитострикция насыщения l_s, определяющая предельную интен­сивность звука, излучаемого преоб­разователем; коэрцитивная сила Н_с и уд. электрич. сопротивление r, характеризующие потери энергии со­отв. на гистерезис и на вихревые токи. Магнитострикц. преобразователи ра­ботают, как правило, при пост. поле подмагничивания Н₀, соответствую­щем максимуму k (H_{0 опт}) или не­сколько большем.

Металлич. М. м. изготавливают в виде лент толщиной 0,1—0,3 мм, из к-рых штампуют или навивают сер­дечники, ферриты-шпинели применя­ют в виде монолитных сердечников, ферриты-гранаты — в виде монокри­сталлов.

И. П. Голямина.

МАГНИТОСТРИКЦИОННЫЙ ПРЕ­ОБРАЗОВАТЕЛЬ, электромеханиче­ский или электроакустический пре­образователь, действие к-рого осно­вано на эффекте магнитострикции. В М. п. используется линейная маг­нитострикция ферромагнетиков в об­ласти техн. намагничивания (см. Фер­ромагнетизм). М. п. представляет собой сердечник из магнитострикц. материалов с нанесённой на него об­моткой.

В М. п.— излучателе энергия перем. магн. поля, создаваемого в сердечнике протекающим по обмотке перем. элект­рич. током, преобразуется в энергию механич. колебаний сердечника; в М. п.— приёмнике энергия механич. колебаний, возбуждаемых действую­щей на сердечник внеш. перем. си­лой, преобразуется в энергию магн.

поля, наводящего перем. эдс в об­мотке.

М. п. используются в гидроакус­тике, УЗ технологии, акустоэлектронике в кач-ве излучателей и приём­ников звука, фильтров, резонаторов, стабилизаторов частоты и т. п., а также в технике в кач-ве датчиков колебаний. Материалом для М. п.— излучателей и приёмников звука в гидроакустике и УЗ технике, рабо­тающих на частотах ~100 Гц — 100 кГц, служат металлич. магнито­стрикц. материалы и керамич. фер­риты (на основе феррита никеля). Для фильтров, резонаторов и др. устройств акустоэлектроники в диа­пазоне десятков и сотен кГц исполь­зуются магнитострикц. ферриты-шпинели, на частотах до десятков и сотен МГц — ферриты-гранаты на основе редкозем. элементов.

М. п. чаще всего работают в режиме резонансных колебаний сердечника. Сердечники М. п. в гидроакустич. устройствах или в установках пром. применения УЗ представляют собой обычно радиально колеблющиеся коль­ца или продольно колеблющиеся стержни, соединённые между собой приёмно-излучающими накладками.

Преобразователи из металлич. магнито­стрикц. материалов с сердечниками стерж­невой (а) и кольцевой (б и в) формы.

 

Сердечники из металлич. материалов для уменьшения потерь на вихревые токи набирают из штампованных пла­стин толщиной 0,1—0,3 мм (рис., а, б) или навивают из тонкой ленты (рис., в). Сердечники из ферритов используют монолитными. Ферритовые сердечники в фильтрах, резонаторах и т. п. уст­ройствах имеют форму колец, ганте­лей, трубок. М. п. обладают электроакустич. кпд ~50%. Макс. интен­сивность излучения М. п. ограничи­вается при работе на значит. аку­стич. нагрузку нелинейностью св-в материала, обусловленную явлением магн. насыщения, а при работе с ма­лой нагрузкой ограничивается меха­нич. прочностью материала. М. п. на основе монокристаллов феррита-граната иттрия (ИФГ) обеспечивают устройствам акустоэлектроники в аку­стич. СВЧ диапазоне добротность до 10⁷.

• Харкевич А. А., Теория преобразо­вателей, М.—Л., 1948; Матаушек И., Ультразвуковая техника, пер. с нем., М., 1962; Ультразвуковые преобразователи, под ред. Е. Кикучи, пер. с англ., М., 1972.

И. П. Голямина.

МАГНИТОСТРИКЦИЯ (от магнит и лат. strictio — сжатие, натягивание), изменение формы и размеров тела при его намагничивании; открыто англ. учёным Дж. Джоулем (1842). В ферро- и ферримагнетиках (Fe, Ni, Со, Gd, Tb, Dy и др., в ряде сплавов, ферритах) М. достигает значит. ве­личины (относит. удлинение Dl/l ~10^-5—10^-2). В антиферро-, пара- и диамагнетиках М. в большинстве случаев очень мала (10^-6—10^-7). Об­ратное по отношению к М. явление — изменение намагниченности ферромагн. образца при деформации — наз. магнитоупругим эффектом или Виллари эффектом.

В теории магнетизма М. рассмат­ривают как результат проявления осн. типов вз-ствий в ферромагн. телах: электрического обменного вз-ствия и магн. вз-ствия (см. Ферромагнетизм), В соответствии с этим возможны два вида различных по природе магнито­стрикц. деформаций тел (их крист. решётки): за счёт изменения магн. сил (диполь-дипольных и спин-ор­битальных) и за счёт изменения об­менных сил.

При намагничивании ферро- и ферримагнетиков магнитные силы действуют в интервале от нулевого поля до поля напряжённостью H_s, в к-ром образец достигает техн. магн. насыщения J_s. Намагничивание в этом интервале полей обусловлено процессами смещения границ между доменами и поворота магн. моментов доменов по полю. Оба эти процесса изменяют энергетич. состояние крист. решётки, что проявляется в изме­нении равновесных расстояний между

384

 

 

ее узлами. В результате атомы сме­щаются, происходит деформация ре­шётки. М. этого вида зависит от на­правления и величины намагничен­ности J (т. е. анизотропна) и про­является в осн. в изменении формы кристалла почти без изменения его объёма (линейная М.). Для расчёта линейной М. существуют феноменологич. ф-лы. Так, М. ферромагн. кристаллов кубич. симметрии, намагниченных до насыщения, рас­считывается по ф-ле:

где s_i, s_j и b_i, b_j — направляющие косинусы вектора J_s и направления измерения (относительно рёбер куба), a₁ и a₂ — константы анизотропии М., численно равные:

где (Dl//l)_[100] и (Dtl/l)_[111] — макси­мальные линейные М. соотв. в на­правлении ребра и диагонали ячейки, кристалла; их называют магнитострикц. постоянными. Величину l_s=(Dl/l)_s наз. М. насыщения.

М., обусловленная обменными силами, в ферромагнетиках на­блюдается в области намагничивания выше техн. насыщения, где магн. моменты доменов полностью ориен­тированы в направлении поля и про­исходит только рост абс. величины J (парапроцесс). М. за счёт обменных сил в кубич. кристаллах изотропна, т. е. проявляется в изменении объёма тела. В гексагональных кристаллах (напр., в Gd, Tb и др. редкозем. ме­таллах) эта М. анизотропна. М. за счёт парапроцесса в большинстве фер­ромагнетиков при комнатных темп-рах мала, она мала и вблизи точки Кюри, где парапроцесс почти полностью оп­ределяет ферромагн. св-ва в-ва. Од­нако в нек-рых сплавах с малым коафф. теплового расширения (инварных магн. сплавах) М. велика [в магн. полях ~ 8•10⁴ А/м (10³ Э) отношение DV/V~10^-5]. Значитель­ная М. при парапроцессе характерна также для ферритов и редкозем. ме­таллов и сплавов при разрушении ни создании в них магн. полем неколлинеарных магнитных структур.

М. относится к т, н. чётным магн. эффектам, т. к. она не зависит от знака магн. поля. Наиболее исследо­вана М. в поликрист. ферромагне­тиках. Обычно измеряется относит. удлинение образца в направлении ноля H (п р о д о л ь н а я М.) или перпендикулярно направлению поля (п о п е р е ч н а я М.). Для металлов и большинства сплавов продольная и поперечная М. в области полей техн. намагничивания имеют разные знаки, причём величина поперечной М. меньше, чем продольной, а в об­ласти парапроцесса эти величины имеют одинаковый знак (рис. 1). Для боль­шинства ферритов как продольная, так и поперечная М. отрицательны. У Fe (рис. 2) продольная М. в слабом магн. поле положительна (удлинение тела), а в более сильном поле отри­цательна (укорочение тела). Для Ni при всех значениях поля продоль­ная М. отрицательна.

Рис. 1. Продольная (I) и поперечная (II) магнитострикция сплава Ni (36%) — Fe (64%). в слабых полях они имеют разные знаки, в сильных — при парапроцессе — одинаковый знак (здесь магнитострикция носит объёмный хар-р).

Рис. 2. Зависимость продольной магнито­стрикции ряда поликрист. металлов, спла­вов и соединений от напряжённости магн. поля.

 

Большинство сплавов Fe — Ni, Fe — Со, Fe — Pt и др. имеют положительную продоль­ную М.: Dl/l ~(1—10)•10^-6. Зна­чительной продольной М. обладают сплавы Fe — Pt, Fe — Pd, Fe — Co, Mn — Sb, Mn — Cu — Bi, Fe — Rh. Среди ферритов наибольшая М. у CoFe₂O₄: Dl/l~ (2—25)•10^-4. Рекорд­но высока М. у нек-рых редкозем. металлов, их сплавов и соединений: у Tb и Dy, TbFe₂ и DyFe₂, ферритов-гранатов (напр., Tb₃Fe₅O₁₂) Dl/l ~10^-3—10^-2 (в зависимости от ве­личины приложенного поля, при низ­ких темп-pax). М. примерно такого же порядка обнаружена у ряда соеди­нений урана (U₃As₄, U₃P₄ и др.). Величина, знак и графич. ход за­висимости М. от напряжённости поля и намагниченности зависят от струк­турных особенностей образца (кристаллографич. текстуры, примесей посторонних элементов, термич. и холодной обработки). М. в обла­сти техн. намагничивания обнару­живает явление гистерезиса (рис. 3). Исследование М., особенно в области техн. намагничивания, помогает в изысканиях новых магнитных мате­риалов как с высокой М. (см. Магнитострикционные материалы), так и с низкой [напр., отмечено, что высокая магн. проницаемость сплавов Fe — Ni типа пермаллоя связана с тем, что в них мала М. (наряду с малым значением    константы    магнитной    анизо­тропии)].

М. влияет на тепловое расширение ферро-, ферри- и антиферромагнети­ков, т. к. действие обменных (а в общем случае и магнитных) сил про­является не только в магн. поле, но также и при нагревании тел в отсут­ствии поля (т е р м о с т р и к ц и я). Изменение объёма тел вследствие термострикции особенно значительно

Рис. 3. Магнитострикц. гистерезис железа.

 

вблизи точек магнитных фазовых пере­ходов (точек Кюри и Нееля, при темп-ре перехода коллинеарной магн. структуры в неколлинеарную и др.). Наложение этих изменений объёма на обычное тепловое расширение иногда приводит к аномально малому зна­чению коэфф. теплового расширения у нек-рых материалов, напр. у спла­вов типа инвар (36% Ni, 64% Fe).

Большие аномалии модулей упру­гости и внутр. трения, также наблю­даемые в ферро-, ферри- и антифер­ромагнетиках в окрестности точек Кюри и Нееля и др. магн. фазовых переходов, обязаны влиянию М., воз­никающей при нагреве. Кроме того, при воздействии на ферро- и ферри-магн. тела упругих напряжений в них даже при отсутствии внеш. магн. поля происходит перераспределение магн. моментов доменов (в общем случае изменяется и абс. величина самопроизвольной намагниченности до­мена). Эти процессы сопровождаются дополнит. деформацией тела магнитострикц. природы — механострикцией. В непосредств. связи с механострикцией находится явление изме­нения под влиянием магн. поля мо­дуля упругости ферромагн. металлов (DE-эффект).

Для измерения М. наибольшее рас­пространение получили установки, ра­ботающие по принципу механооптич. рычага, позволяющие наблюдать от­носит. изменения длины образца ~10^-6. Ещё большую чувствитель­ность дают радиотехн. и пнтерференц. методы. Получил распространение также метод проволочных датчиков, в к-ром на образец наклеивают проволоч­ку, включённую в одно из плеч моста измерительного. Изменение длины

385

 

 

проволочки  и её электрич. сопротив­ления при магнитострикц. изменении размеров образца с высокой точностью фиксируют электроизмерит. прибором. На явлении М. основано действие магнитострикц. преобразователей (дат­чиков) и реле, излучателей и приём­ников ультразвука, фильтров и ста­билизаторов частоты в радиотехн. устройствах, магнитострикц. линий за­держки в акустике и т. д.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Белов К. П., Упругие, тепловые и электрические явления в ферромагнетиках, 2 изд., М., 1957; Б о з о р т Р., Ферромагне­тизм, пер. с англ., М., 1956; Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965; Белов К. П., Редкоземельные магнетики и их применение, М., 1980.

К. П. Белов.

МАГНИТОСФЕРА, область околозем­ного пр-ва, физ. св-ва, размеры и форма к-рой определяются магн. по­лем Земли и его вз-ствием с потоками заряж. ч-ц от Солнца (солнечным ветром). М. несферична, она сильно вытянута в сторону, противополож­ную направлению на Солнце. С днев­ной стороны поток плазмы солн. ветра сжимает геомагн. поле (искажая его дипольный харак­тер), на ночной стороне силовые линии магн. по­ля вытягиваются в про­тяжённый магн. хвост (рис.). Линии геомагн. по­ля, расположенные выше плоскости эклектики, на­правлены к Солнцу, ниже — от Солнца (согласно рас­положению магн. полюсов Земли). Диаметр хвоста составляет ~40R_зем (земных радиусов). Поля противо­положных направлений в магн. хвосте разделяет токовый слой. Внутри то­кового слоя напряжённость

Строение земной магнитосферы в плоскости, проходящей через магн. полюсы Земли и линию Земля — Солнце.

поля близка к нулю, здесь давление полей разл. направлений уравно­вешивается давлением горячей плаз­мы, поэтому часто говорят, что противоположно направленные поля в геомагн. хвосте разделены нейтр. слоем. Давление магн. поля урав­новешивается давлением плазмы и вдоль всей границы М. Границу М. при грубом рассмотрении мож­но считать непрозрачной для солн. ветра. На дневной стороне граница М.— магнитопауза — прохо­дит на расстоянии ~10r_зем. Напря­жённость поля на границе зависит от параметров солн. ветра и обычно составляет неск. десятков гамм. Сверх­звук. поток солн. плазмы при обте­кании М. вызывает формирование

бесстолкновительной ударной волны. Все линии геомагн. поля в М. можно разделить на два классах ли­нии, близкие к линиям магн. диполя, и линии, уходящие в хвост М. В пр-ве эти два класса линий разделены об­ластями, к-рые наз. полярными ова­лами (северным и южным). Тополо­гия поля в районе овалов такова, что здесь можно говорить о существо­вании магн. щели, в к-рую проникают ч-цы солн. ветра. Особенно эффек­тивно ч-цы проникают в щель вблизи полуденного меридиана, эту область часто называют полярным каспом. Прорвавшиеся в М. ч-цы вызывают полярные сияния, однако процессы в полярных овалах чрезвычайно слож­ны, и происходящие там явления нельзя рассматривать как результат только прямого прорыва ч-ц солн. ветра. Внутр. часть М., расположен­ную в пределах диполеподобного гео­магн. поля (примерно до ЗR_зем), на­зывают плазмосферой. Концентрация ч-ц «холодной» плазмы в плазмосфере составляет ~10⁴ см^-3; ч-цы плазмосферы участвуют в суточном вращении Земли.

Концентрация ч-ц во внеш. части М. на 2—3 порядка ниже, чем в плазмосфере; движение ч-ц плазмы здесь определяется электрич. полями, возбуждаемыми солн. ветром. Общая картина движений (конвекции) ч-ц во внеш. частях М. сильно зависит от величины и направления магн. поля в межпланетной среде.

Во внутр. областях М. магн. поле удерживает, как в магн. ловушке, потоки быстрых ч-ц с энергией в сотни и более кэВ. Эти ч-цы образуют радиационные пояса Земли. Резкое возрастание плотности энергии в солн. ветре приводит к магнитосферным бурям (усилению полярных сияний, возрастанию потоков ч-ц в радиац. поясах, искажению магн. поля Земли). Бури часто объясняют быстрым вы­делением энергии, запасённой в по­лях хвостовой части М. Альтернативным объяснением явл. представление о магнитосферной динамо-генерации эдс на границе М.

Исследования при помощи косм. аппаратов показали, что М. сущест­вует и у нек-рых др. планет. М. Мер­курия напоминает М. Земли, но магн. поле Меркурия значительно слабее. М. Юпитера — самая мощная среди М. планет. Она простирается до 100R_Ю. Большие размеры М. и высокая ско­рость вращения Юпитера приводят к заметному влиянию на М. центробеж­ных сил — М. Юпитера сплющена. На её границе напряжённость магн. поля ~6g. Обширной М. окружена планета Сатурн. Магн. поле Венеры опреде­ляется в осн. токами униполярной индукции, возникающими при взаи­модействии солн. ветра с ионосферой. Здесь, как и у комет, можно говорить о наведённой М.

• А к а с о ф у С. И., Ч е п м е н С., Сол­нечно-земная физика, пер. с англ., ч. 1—2, М., 1974—75; X е с с В. Н., Радиационный пояс и магнитосфера, М., 1972; R о е d e r e r J. G., Global problems in magneto-spheric plasma physics and prospects for their solution, «Space sci. rev.», 1977, v. 21, № 1, p. 23—71.

И. М. Подгорный.

МАГНИТОТЕПЛОВЫЕ  ЯВЛЕНИЯ, изменения теплового состояния тел при изменениях их магн. состояния (намагничивания или размагничива­ния). Различают М. я. при адиабатич. намагничивании и размагничи­вании (магпетокалорический эффект, при к-ром происходит изменение темп-ры тела) п М. я. изотермические, при к-рых происходит выделение или поглощение теплоты. Принципиально М. я. можно наблюдать в любых в-вах, т. к. их причина имеет общий термодинамич. хар-р — изменение внутренней энергии тела при изме­нениях его магн. состояния. Особенно значительны М. я. в ферро-, антиферро- и ферримагнетиках; хар-р М. я. в этих в-вах зависит от того, какие процессы намагничивания в них про­исходят: 1) смещение границ между доменами, 2) вращение магн. моментов доменов, 3) парапроцесс, 4) процессы разрушения или индуцирования неколлинеарной магнитной структуры (в антиферро- и ферромагнетиках). Особенно велики тепловые эффекты, сопутствующие последним двум про­цессам. В тесной термодинамич. связи с М. я., возникающими при намагни­чивании, находятся наблюдаемые в ферро-, антиферро- и ферримагнети­ках аномалии уд. теплоёмкости вблизи точек Кюри, Нееля и др. точек магн. фазовых переходов (напр., вблизи точки изменения неколлинеарной магн. структуры ферримагнетика). М. я. в нек-рых парамагнетиках используют для получения сверхнизких темп-р (см. Магнитное охлаждение].

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Белов К. П., Редкоземельные магнетики и их применение, М., 1980.

К. П. Белов.

МАГНИТОТОРМОЗНОЕ ИЗЛУЧЕ­НИЕ, то же, что синхротронное излу­чение.

386

 

 

МАГНИТОУПРУГИЕ ВОЛНЫ, вол­ны, возникающие в магнитоупорядоченных кристаллах — ферромагнетиках и аптиферромагнетиках — в ре­зультате магнитоупругого вз-ствия. Упругие колебания ионов в крист. решётке относительно положения равновесия в магнитоупорядоченных кристаллах сопровождаются коле­баниями спинов, а следовательно, и магнитных моментов; в свою оче­редь, колебания спинов, распростра­няясь по кристаллу в виде спиновых юли, вызывают смещение ионов. Поэтому в М. в. изменение намагничен­ности связано с изменением дефор­мации и механич. напряжения. Магнитоупругое вз-ствие наиболее сильно проявляется в той области частот, где длина упругой волны оказывается величиной, близкой к длине спиновой волны. Дисперсионные соотношения, характеризующие зависимость часто­ты волны w от величины волн. век­тора k=2p/l, в простейшем случае имеют вид: для спиновой волны w_сп=g(H+ak²_сп), а для продольных и поперечных упругих волн w_уп=с_lk_уп

Рис. 1. Зависимость частоты спиновой вол­ны 1 и упругих волн поперечной 2 и про­дольной 3 от волново­го вектора.

Рис. 2. Диспер­сионные кривые спиновой волны и поперечной уп­ругой волны в области вз-ствия.

 

и w_уп =c_tk_уп, где g=e/mc₀ — магнитомеханическое отношение для эл-на, е — его заряд, m — масса, с₀ — скорость света в вакууме, Н — напряжённость пост. магн. поля, a — постоянная, связанная с обменной постоянной и с величиной угла между направлениями H и k, c_l и с_t — скорость распрост­ранения продольной и поперечной уп­ругих волн (рис. 1). Для волн, у к-рых значения w и k лежат далеко от области пересечения дисперсионных кривых, вз-ствие пренебрежимо мало, и спиновая и упругие волны распространяются независимо друг от друга. Если же частоты спиновых и звук. волн при заданном k близки друг другу, то магнитоупругое вз-ствие приводит к тому, что в области частот w_зв »w_сп возникает связанная М. в. В области пересечения дисперсионных кривых обычно наблюдаются сильное поглощение и дисперсия звука, что обусловлено переходом энергии звук. волны в энергию М. в., а затем в энергию спиновой волны.

Условие равенства частот упругой и спиновой волн имеет вид ck₀=g(H++ak²₀), где k₀ — значение волн. век­тора, соответствующее частоте w₀, при к-рой происходит пересечение дисперсионных кривых (рис. 2). При k<k₀ кривая 1 соответствует звук. волне, а кривая 2 — чисто спиновой волне. При k>>k₀ кривая 1 соответ­ствует спиновой волне, а кривая 2— упругой. Б области пересечения кри­вых, т. е. при w»w₀ и k»k₀, су­ществуют две связанные М. в. Рас­щепление дисперсионных кривых из-за магнитоупругой связи (величина Dw на рис. 2) обычно мало, т. е. Dw<<w₀.

Вз-ствие спиновой волны возможно как с продольной, так и с попереч­ными упругими волнами, поэтому на дисперсионных кривых возможно су­ществование неск. областей возникновения М. в. Вз-ствие спиновых и упругих волн происходит на высоких ультразвук. и гиперзвук. частотах, поскольку область существования спи­новых волн ограничена снизу часто­тами ~10⁸ Гц. Верх. граница для М. в. также определяется возможностью по­лучения спиновых волн и составляет 5•10¹⁰ Гц.

М. в. могут использоваться для преобразования звук. волны в спи­новую и обратно. Наилучшим мате­риалом для осуществления вз-ствия упругих и спиновых волн явл. фер­риты, в частности монокристаллы иттриевого феррита-граната (ИФГ), об­ладающие очень малыми акустич. и ферромагн. потерями. На монокри­сталлах ИФГ изготовляют линии за­держки для СВЧ.

• Л е-К р о у Р., К о м с т о к Р., Магнитоупругие взаимодействия в ферромагнитных диэлектриках, в кн.: Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 3, ч. Б, М., 1968, гл. 4: Штраусс В., Магнитоупругие свойства иттриевого феррита-гра­ната, в кн.: Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 4, ч. Б, М., 1970, гл. 5; Т а к е р Дж., Р э м п т о н В., Ги­перзвук в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1975.

А. Л. Полякова.

МАГНИТОУПРУГИЙ ЭФФЕКТ, то же, что Виллари эффект.

МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ИЗ­МЕРИТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ, пре­образователь силы пост. электрич. тока в механич. перемещение на ос­нове вз-ствия подвижного контура тока с магн. полем пост. магнита. При протекании тока через рамку механизма (рис.) возникают силы (см. Ампера закон), создающие вращат. момент, к-рый по мере поворота рамки уравновешивается механич. противо­действующим моментом, создаваемым токоподводящими растяжками или пружинами. М. и. м. обладает вы­сокой точностью и чувствительно­стью (ток, соответствующий макс. отклонению рамки, в зависимости от конструкции механизма составляет от неск. мкА до десятков мА), линейно­стью преобразования (шкалы прибо­ров с М. и. м. равномерны), малой чувствительностью к изменениям темп-ры окружающей среды и к внеш.

магн. полям. На основе М. и. м. вы­пускается широкая номенклатура ам­перметров и вольтметров пост. и перем. тока (в последнем случае с предварит. выпрямлением тока, см. Выпрямительный электроизмерительный прибор), гальванометров, логометров.

 

Устройство магнитоэлектрич. измерит. ме­ханизма с внеш. магнитом: 1 — пост. маг­нит; 2 — магнитопровод; 3 — полюсные на­конечники; 4 — подвижная рамка; 5 — сер­дечник; в — магн. шунт, регулирующий чув­ствительность механизма; 7 — растяжки; 8 — опоры; 9 — стрелка указателя.

 

• Основы электроизмерительной техники, М., 1972.

В. П. Кузнецов.

МАГНОН, квазичастица, соответст­вующая волне поворотов спинов в магнитоупорядоченных средах (см. Спиновые волны). М. проявляют себя в тепловых, высокочастотных и др. свойствах в-ва. При темп-ре T=0К в среде нет М., с ростом темп-ры число М. растёт (в ферромагнетиках пропорц. T^3/2, а в антиферромагнетиках пропорц. Т³). Рост числа М. приводит к уменьшению магн. порядка; бла­годаря возрастанию числа М. с ро­стом темп-ры уменьшается намагни­ченность ферромагнетиков. Рассеяние нейтронов и света сопровождается рождением М. Длинноволновые М. можно возбудить полем СВЧ. Неуп­ругое рассеяние нейтронов — один из наиб. важных методов эксперим. определения дисперсии закона М. (см. Нейтронография).

• Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г., Пелетминский С. В., Спи­новые волны, М., 1967.

МАГНОН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙ­СТВИЕ, взаимодействие упругих и спиновых волн в твёрдом теле. См. Магнитоупругие волны.

МАГНУСА ЭФФЕКТ, возникновение поперечной силы, действующей на тело, вращающееся в набегающем на него потоке жидкости (газа); открыт нем. учёным Г. Г. Магнусом (Н. G. Mag­nus) в 1852. Напр., если вращающийся бесконечно длинный круговой ци­линдр обтекает безвихревой поток, направленный перпендикулярно его образующим, то вследствие вязкости жидкости скорость течения со сто­роны, где направления скорости v

387

 

 

потока и вращения цилиндра совпа­дают (рис.), увеличивается, а со сто­роны, где они противоположны, умень­шается.

В результате давление на одной стороне возрастает, а на другой уменьшается, т. е. появляется попе­речная сила У; её величина определя­ется Жуковского теоремой. Аналогичная сила возникает и при набегании потока на вращающийся шар, чем объясняется непрямолинейный полёт закрученного теннисного или фут­больного мяча. Направлена попереч­ная сила всегда с той стороны враща­ющегося тела, на к-рой направление вращения и направление потока про­тивоположны, к той стороне, на к-рой эти направления совпадают.

• Прандтль Л., Гидроаэромеханика, пер. с нем., 2 изд., М., 1951; X а й к и н С. Э., Физические основы механики, 2 изд., М., 1971.

МАДЖИ — РИГИ — ЛЕДЮКА ЭФ­ФЕКТ, изменение теплопроводности проводника под действием магн. поля. Открыт итал. учёными Дж. Маджи (G. Maggi), А. Риги (A. Righi) и неза­висимо от них франц. учёным С. А. Ледюком (S. A. Leduc) в 1887 на Bi. Относится к продольным термомаг­нитным эффектам. М.— Р.— Л. - э. обусловлен искривлением траекторий носителей тока в магн. поле под дей­ствием Лоренца силы, что соответст­вует уменьшению эфф. длины свобод­ного пробега носителей заряда и приводит к изменению электронной части теплопроводности. В полупро­водниках величина М.— Р.— Л. э. (тепловое м а г н е т о с о п р о т и в л е н и е) значительно больше, чем в металлах.

• Цидильковский И. М., Термомагнитные явления в полупроводниках, М., 1960; Аскеров В. М., Кинетические эф­фекты в полупроводниках, Л., 1970.

9. М. Эпштейн.

МАЗЕР, термин, заимствованный из амер. литературы; обозначает квант. генераторы и усилители радиодиа­пазона. Слово Maser — аббревиатура англ. выражения: Microwave Ampli­fication by Stimulated Emission of Radiation, что означает: усиление микроволн (СВЧ) при помощи ин­дуцированного излучения. См. Кван­товая электроника, Квантовые стан­дарты частоты, Квантовый усили­тель.

МАЗЕРНЫЙ ЭФФЕКТ В КОСМОСЕ, усиление проходящего через косм. среду излучения за счёт индуцированного излучения. Среда при этом долж­на содержать значит. кол-во возбуж­дённых молекул (атомов), находя­щихся на одном из высоких энергетич. уровней (см. Квантовый усилитель, Мазер). Переход возбуждённых мо­лекул на ниж. энергетич. уровень с испусканием кванта излучения про­исходит под воздействием проходя­щего излучения. Рождённые при этом кванты обладают теми же св-вами (частотой, энергией, поляризацией, направлением), что и кванты первич­ного излучения. Интенсивность ин­дуцированного излучения определя­ется лишь мощностью процесса на­качки, переводящего молекулы на верх. уровень энергии. Механизм на­качки, как считают, может быть свя­зан с поглощением молекулами ОН (а также Н₂O и др. молекулами, для к-рых наблюдается М. э. в к.) излучения от к.-л. близлежащего ис­точника (напр., звезды) или с проте­канием в космосе хим. реакций. В 1965 радиоастр. методами было установ­лено, что в космосе действительно реализуются условия для работы естеств. мазеров. В спектрах излучения нек-рых косм. радиоисточников (га­лактических газовых туманностей W3, W49 и др.) были обнаружены очень интенсивные, резкие линии излучения с длиной волн l=18 см, принадле­жащие молекулам гидроксила ОН. Наблюдаемое излучение молекул ОН обусловлено их переходами между четырьмя ниж. уровнями энергии, соответствующими радиоизлучению на частотах 1612, 1665, 1667 и 1720 МГц. Если бы молекулы ОН излучали самопроизвольно, независимо друг от друга, то отношение интенсивностей указанных линий при малой оптич. толщине источника было бы равно 1:5:9:1, а при увеличении оптич. толщины, как следует из теории, стремилось бы к 1:1:1:1. Однако в нек-рых источниках линия 1665 МГц оказывается в десятки раз интенсивнее остальных линий, а в других — доми­нирует линия 1612 МГц и т. д. Это указывает на М. э. в к., при к-ром интенсивности различных линий бу­дут разными. Различные интенсивно­сти излучения для разных длин волн при индуцированном излучении долж­ны привести к значит. поляризации излучения, что и наблюдается в дей­ствительности. Кроме того, излучение межзвёздных облаков ОН отличается чрезвычайно высокой интенсивностью. Эффективная яркостная температура нек-рых линий достигает 10¹³ К (а для молекул Н₂O даже 10¹⁵ К), ширина же самих линий, обусловленная теп­ловым движением молекул, соответ­ствует лишь температуре 10—100 К. Все эти факторы указывают на реа­лизацию в космосе мазерного эф­фекта.

• Космические мазеры. Сб. ст., пер. с англ., М., 1974; Пахольчик А., Радиоастро­физика, пер. с англ., М., 1973; На переднем крае астрофизики, пер. с англ., М., 1979.

Д. А. Варшалович.

МАЙКЕЛЬСОНА ОПЫТ, поставлен амер. физиком А. А. Майкельсоном (A. A. Michelson) в 1881 с целью измерения влияния движения Земли на скорость света.

В физике кон. 19 в. предполагалось, что свет распространяется в нек-рой универсальной мировой среде — эфи­ре. При этом ряд явлений (аберрация света, Физо опыт) приводил к за­ключению, что эфир неподвижен или частично увлекается телами при их движении. Согласно гипотезе непод­вижного эфира, можно наблюдать «эфирный ветер» при движении Земли сквозь эфир и скорость света по отношению к Земле должна зависеть от направления светового луча отно­сительно направления её движения в эфире.

М. о. проводился с помощью ин­терферометра Майкельсона с рав­ными плечами, одним — по движению Земли, другим — перпендикулярно к нему. Если эфир неподвижен, то при повороте прибора на 90° разность хода лучей должна менять знак и интерференц. картина — смещаться. Однако смешение интерференц. кар­тины не было обнаружено, т. е. М. о. дал отрицательный результат.

В 1885—87 опыты Майкельсона и амер. физика Э. У. Морли с большой точностью подтвердили . результат первонач. М. о. В 1964 амер. физики в модифицир. форме повторили М. о., использовав в качестве источников света два одинаковых гелий-неоновых лазера, обладающих очень высокой степенью монохроматичности и про­странств. когерентности, и с ещё большей точностью получили отрицат. результат.

В классич. физике отрицат. резуль­тат М. о. не мог быть понят и согла­сован с др. явлениями электродина­мики движущихся сред. В теории от­носительности постоянство скорости света для всех инерциальных систем отсчёта принимается как постулат, подтверждаемый большой совокупно­стью экспериментов.

• Вавилов С. И., Собр. соч., т. 4 — Эк­спериментальные основания теории относи­тельности, М., 1956; Сивухин Д. В., Общий курс физики. Оптика, М., 1980; Джефф Б., Майкельсон и скорость света, пер. с англ., М., 1963.

Е. К. Тарасов.

МАЙКЕЛЬСОНА ЭШЕЛОН, оптич. прибор, представляющий собой стопу стеклянных или кварцевых пластин одинаковой толщины, сложенных на оптический контакт так, что их концы образуют «лестницу» со сту­пеньками равной высоты (рис.). Впер­вые построен А. А. Майкельсоном в 1898. Параллельный пучок света S, падая на М. э., разделяется на неск. лучей (по числу пластин), проходящих разные пути в материале пластин (в прозрачных М. э.) или в воздухе (при отражении от покрытых зеркальным слоем ступенек в отра­жательных М. э.). Приобретая т. о. разность хода, лучи интерфери­руют между собой аналогично тому,

388

 

 

как это происходит в дифракционной решётке. В отличие от последней разность хода двух соседних лучей в М. э. составляет десятки тысяч длин волн света, а число этих лучей обычно не превышает 30—40. М. э. исполь­зуется в кач-ве диспергирующего эле­мента в спектральных приборах.

Ход лучей в прозрачном эшелоне Майкельсона: t — высота ступеньки; d — разность хода лучей от соседних ступеней; j — угол дифракции лучей. Пунктиром показан ход лучей при наклонном падении.

 

Разрешающая способность приборов  с М. э. чрезвычайно высока, их ис­пользуют для анализа очень узких (~0,1—0,2 Å) участков с предварит. монохроматизацией. Отражат. М. э., разрешающая сила к-рых примерно в 4 раза выше, чем прозрачных, при­меняют для исследования УФ и ИК излучений. См. также Эшелле.

• Королев Ф. А., Спектроскопия высо­кой разрешающей силы, М., 1953.

Л. Н. Капорский.

МАКРОМОЛЕКУЛА (от греч. makros — большой и молекула), совокуп­ность большого числа атомов, соеди­нённых между собой хим. связями. Как правило, М. состоят из повторя­ющихся единиц — мономеров, объе­динившихся в М. в результате реакции полимеризации.

Возможное представление разветвлённой макромолекулы в виде графа. В вершинах графа находятся группы атомов, рёбра со­ответствуют хим. связям между повторяю­щимися единицами. Жирная линия — ствол графа.

 

М. бывают ли­нейные и разветвлённые. Граф раз­ветвлённой М. (рис.) представляет собой «дерево» с возможными циклами. М. характеризуются мол. массой, а в М. с разным числом повторяющихся единиц — м о л е к у л я р н о-м а с с о в ы м  р а с п р е д е л е н и е м. Физ. св-ва М. зависят как от  их хим.  строения, так и от мол. массы.

Одна и та же М. обычно может принимать множество к о н ф о р м а ц и й — разл. пространств. структур М. при сохранении длин валентных связей и углов (см. Изомерия молекул). Наиболее распространённые физ. ме­тоды изучения конформаций М. в р-ре основаны на измерении вязкости и скорости седиментации, исследо­вании светорассеяния. Синтетич. М. в р-ре, а также в аморфном (стекло­образном) состоянии обычно имеют большой набор конформаций. Глобу­лярные белки, представляющие собой природные линейные М., содержащие в кач-ве повторяющихся единиц ами­нокислотные остатки, имеют одну, строго фиксированную конформацию, определяющую их функционирование в живой клетке.

М. с одинаковыми повторяющимися единицами наз. с т е р е о р е г у л я р н ы м и, в тв. состоянии такие М. могут образовывать п а р а к р и с т а л л — состояние, характеризую­щееся наличием крист. областей с идеально плотной упаковкой М. и аморфных областей с несколько менее плотной упаковкой. Аморфные об­ласти включают участки изгиба М. Паракрист. структуру имеют и во­локна М., вт. ч. волокна нуклеиновых кислот и полисахаридов. Глобулярные М. кристаллизуются как молекулы низкомол. соединений, однако в боль­шинстве случаев их кристаллы несо­вершенны.

• В о л ь к е н ш т е й н М. В., Молекулы и жизнь, М., 1965.

В. Г. Дашееский.

МАКСВЕЛЛ (Мкс, Мх), единица магн. потока в СГС системе единиц, назва­на в честь англ. физика Дж. Макс­велла (J. Maxwell). 1 Мкс=10^-8 еебера.

МАКСВЕЛЛА ДИСК, см. Колори­метр.

МАКСВЕЛЛА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ, распределение по скоростям молекул (ч-ц) макроскопич. физ. системы, на­ходящейся в статистич. равновесии, при условии, что движение молекул подчиняется законам классич. меха­ники (пример — классический идеаль­ный газ). Установлено Дж. Максвеллом в 1859. Согласно М. р., вероятное число молекул в ед. объёма f(v), компоненты скоростей к-рых лежат в интервалах от v_x до v_x+dv_x, от v_y до v_y+dv_y и от v_z до v_z+dv_z, определя­ются ф-цией распределения Максвелла

где т — масса молекулы, n — число молекул в ед. объёма. Отсюда следует, что число молекул, абс. значения ско­ростей к-рых лежат в интервале от v до v+dv, также называемое М. р., имеет вид:

Оно достигает максимума при скорости v_b=Ö(2kt/m) ,  наз.   наиболее

вероятной скоростью. Для мол. водорода при T=273 К v_b=1506 м/с. При помощи М. р. можно вычислить ср. значение любой ф-ции от скорости молекулы: ср. скорость

v_b (рис.). При возрастании темп-ры максимум М. р. (значение v_b) смеща­ется к более высоким темп-рам. М. р. не зависит от вз-ствия между молеку­лами и справедливо не только для га­зов, но и для жидкостей, если для них возможно классич. описание. Оно справедливо также и для броуновских ч-ц (см. Броуновское движение), взве­шенных в жидкости или газе. М. р. может быть получено из канонического распределения Гиббса для классич. системы интегрированием по всем координатам ч-ц, т. к. в этом случае распределение по скоростям не зави­сит от распределения по импульсам. М. р. есть решение кинетического урав­нения Больцмана для частного случая статистич. равновесия.

М. р.   было   подтверждено   экспери­ментально нем.   физиком  О. Штерном (1920) в   опытах   с   мол.   пучками.

• С и в у х и н Д.  В.,  Общий курс физики. Термодинамика    и    молекулярная    физика 2 изд., М., 1979, § 72—74;  Б о р н М., Атом­ная физика, пер. с англ., 3 изд., М.,    1970.

Д. Н. Зубарев.

МАКСВЕЛЛА ТРЕУГОЛЬНИК, см. Колориметрия.

МАКСВЕЛЛА УРАВНЕНИЯ, фунда­ментальные ур-ния классич. макроскопич. электродинамики, описываю­щие эл.-магн. явления в любой среде (и в вакууме). Сформулированы в 60-х гг. 19 в. Дж. Максвеллом на основе обобщения эмпирич. законов электрич. и магн. явлений и развития идеи англ. учёного М. Фарадея о том, что вз-ствия между электрически заряж. телами осуществляются посред­ством эл.-магн. поля. Совр. форма М. у. дана нем. физиком Г. Герцем и англ. физиком О. Хевисайдом.

М. у. связывают величины, харак­теризующие эл.-магн. поле, с его источ­никами, т. е. с распределением в пр-ве электрич. зарядов и токов. В вакууме эл.-магн. поле характеризуется напря­жённостью электрич. поля Е и магн. индукцией В — векторными величи-

389

 

 

нами, зависящими от пространств. координат и времени. Эти величины определяют силы, действующие со стороны поля на заряды и токи, рас­пределение к-рых в пр-ве задаётся плотностью заряда r (величиной заря­да в ед. объёма) и плотностью элект­рического тока j. Для описания эл.-магн. процессов в матер. среде, кроме Е и В, вводятся вспомогат. вектор­ные величины, зависящие от состоя­ния и св-в среды: электрич. индукция D и напряжённость магн. поля Н.

М. у. позволяют определить осн. хар-ки поля (E, В, D и Н) в каждой точке пр-ва в любой момент времени, если известны источники поля j и r как ф-ции координат и времени. М. у. могут быть записаны в интегр. или дифф. форме (ниже они приводятся в Гаусса системе единиц).

М. у. в  и н т е г р а л ь н о й  ф о р м е определяют не векторы E, В, D и Н в отд. точках пр-ва, а нек-рые ин­тегр. величины, зависящие от распре­деления этих хар-к поля: циркуляцию векторов Е и Н вдоль произвольных замкнутых контуров и потоки векто­ров D и B через произвольные замкну­тые поверхности.

Первое М. у. явл. обобщением на перем. поля эмпирического Био — Са­вара закона о возбуждении магн. поля электрич. токами. Максвелл высказал гипотезу, что магн. поле порождается не только токами, теку­щими в проводнике, но и перем. элект­рич. полями в диэлектриках или ва­кууме. Величина, пропорц. скорости изменения электрич. поля во времени, была названа Максвеллом током сме­щения, он возбуждает магн. поле по тому же закону, что и ток проводи­мости. Полный ток, равный сумме тока смещения и тока проводимости, всегда явл. замкнутым. Первое М. у. имеет вид:

т. е. циркуляция вектора магн. напря­жённости вдоль замкнутого контура L (сумма скалярных произведений век­тора Н в данной точке контура на бес­конечно малый отрезок dl контура) определяется полным током через про­извольную поверхность S, ограничен­ную данным контуром. Здесь j_n — проекции плотности тока проводи­мости j на нормаль к бесконечно малой площадке ds, являющейся частью поверхности S; (1/4p)(дD_n/дt) — проек­ция плотности тока смещения на ту же нормаль; с—3•10¹⁰см/с — постоянная, равная скорости распространения эл.-магн. вз-ствий (скорость света) в ва­кууме.

Второе М. у. является матем. формулировкой закона электромаг­нитной индукции Фарадея и записы­вается в виде:

т. е. циркуляция вектора напряжен­ности электрич. поля вдоль замкну­того контура L (эдс индукции) опре­деляется скоростью изменения потока вектора магн. индукции через поверх­ность S, ограниченную данным кон­туром. Здесь B_n — проекция на нор­маль к площадке ds вектора магн. ин­дукции В; знак «-» соответствует Ленца правилу для направления индукц. тока.

Третье М. у. выражает опыт­ные данные об отсутствии магн. зарядов, аналогичных электрическим (магн. поле порождается только элект­рич. токами):

т. е. поток вектора магн. индукции через произвольную замкнутую по­верхность S равен нулю.

Четвёртое М. у. (обычно наз. Гаусса теоремой) представляет собой обобщение закона вз-ствия неподвиж­ных электрич. зарядов — Кулона закона:

т. е. поток вектора электрич. индукции через произвольную замкнутую по­верхность S определяется электрич. зарядом, находящимся внутри этой поверхности (в объёме V, ограниченном поверхностью S).

Если считать, что векторы эл.-магн. поля (Е, В, D и Н) явл. непрерывны­ми ф-циями координат, то, рассматри­вая циркуляцию Н и Е по бесконеч­но малым контурам и потоки векторов В и D через поверхности, ограничи­вающие бесконечно малые объёмы, можно от интегральных М. у- (1, а—г) перейти к системе дифферен­циальных М. у., характеризую­щих поле в каждой точке пр-ва:

Физ. смысл ур-ний (2) тот же, что ур-ний (1).

М. у. в форме (1) или (2) не образуют полной замкнутой системы, позволяю­щей рассчитывать эл.-магн. процессы при наличии матер. среды. Их необ­ходимо дополнить соотношениями, связывающими векторы Е, Н, D, В и j, к-рые не являются независимыми. Связь между ними определяется св-вами среды и её состоянием, причём D и 3 выражаются через Е, а В — через Н:

D=D(E),    B=B(H),j=j(E). (3)

Эти ур-ния наз. ур-ниями состоя­ния или материальными ур-ниями; они описывают эл.-магн.

св-ва среды и для каждой конкретной среды имеют определ. форму. В ваку­уме DºЕ и ВºН. Совокупность ур-ний поля (2) и ур-ний состояния (3) образуют полную систему ур-ний.

Макроскопич. М. у. описывают сре­ду феноменологически, не рассматри­вая сложного механизма вз-ствия эл.-магн. поля с заряж. ч-цами среды. М. у. могут быть получены из Ло­ренца — Максвелла уравнений для микроскопич. полей и определ. пред­ставлений о строении в-ва путём усред­нения микрополей по малым простран­ственно-временным интервалам. Та­ким способом получаются как осн. ур-ния поля (2), так и конкретная форма ур-ний состояния (3), причём вид ур-ний поля не зависит от св-в среды.

Ур-ния состояния в общем случае очень сложны, т. к. векторы D, В и j в данной точке пр-ва в данный момент времени могут зависеть от полей E и H и If во всех точках среды во все пред­шествующие моменты времени. В нек-рых средах векторы D и В могут быть отличными от нуля при Е и Н равных нулю (сегнетоэлектрики и ферромагнетики). Однако для боль­шинства изотропных сред, вплоть до весьма значит. полей, ур-ния состоя­ния имеют простую линейную форму:

D=eE,    B=mH,   j=sE+j_стр. (4)

Здесь e(х, у, z) — диэлектрическая проницаемость, a m(х, у, z) — магнит­ная проницаемость среды (для вакуу­ма в системе СГС e=m=1), величина s(х, у, z) наз. удельной электропро­водностью, j'_стр — плотность т. н. сто­ронних токов, т. е. токов, поддержи­ваемых любыми силами, кроме см электрич. поля (напр., маги. полем, диффузией). В феноменологич. теории Максвелла макроскопич. характери­стики эл.-магн. св-в среды e, m и s должны быть найдены эксперимен­тально. В микроскопич. теории Ло­ренца — Максвелла они могут быть рассчитаны.

Проницаемости e и m фактически определяют тот вклад в эл.-магн. поле, к-рый вносят т. н. связанные заряды, входящие в состав электрически нейтр. атомов и молекул в-ва. При извест­ных из опыта e, m и s можно рас­считать эл.-магн. поле в среде, не ре­шая трудную вспомогат. задачу о рас­пределении связанных зарядов и соот­ветствующих им токов в в-ве. Плот­ность заряда r и плотность тока j в М. у.— это плотности свободных зарядов и токов, причём вспомогат. векторы Н и D вводятся так, чтобы циркуляция вектора Н определялась только движением свободных зарядов, а поток вектора D — плотностью рас­пределения этих зарядов в пр-ве.

Если эл.-магн. поле рассматрива­ется в двух граничащих средах, то на поверхности раздела векторы поля могут претерпевать разрывы (скачки); в этом случае ур-ния (2) должны быть дополнены граничными условиями:

390

 

 

Здесь j_пов и r_пов — плотности поверх­ностных тока и заряда, квадратные и круглые скобки — соотв. векторные и скалярные произведения векторов, n — единичный вектор нормали к по­верхности раздела и направления от первой среды ко второй (1®2), а ин­дексы относятся к разным сторонам границы раздела.

Осн. ур-ния для поля (2) линейны, ур-ния же состояния (3) в общем слу­чае нелинейны. Обычно нелинейные эффекты обнаруживаются в достаточно сильных полях. В линейных средах [удовлетворяющих соотношениям (4)], и в частности в вакууме, М. у. линей­ны, так что для них справедлив супер­позиции принцип: при наложении по­лей они не оказывают влияния друг на друга.

Из М. у. вытекает ряд законов сохра­нения. В частности, из ур-ний (1, а) и (1, г) можно получить т. н. ур-ние непрерывности:

представляющее собой закон сохра­нения электрич. заряда: полный ток, протекающий за ед. времени через любую замкнутую поверхность S, ра­вен изменению заряда внутри объёма V, ограниченного поверхностью S. Если ток через поверхность отсутст­вует, то заряд в объёме V остаётся неизменным.

Из М. у. следует, что эл.-магн. по­ле обладает энергией и импульсом. Плотность энергии W (энергия поля в ед. объёма) равна:

Эл.-магн. энергия может перемещаться в пр-ве. Плотность потока энергии оп­ределяется т. н. вектором Пойнтинга

Направление вектора Пойнтинга пер­пендикулярно и E и H и совпадает с направлением распространения эл.-магн. энергии, а его величина равна энергии, переносимой в ед. времени через единичную поверхность, пер­пендикулярную П. Если эл.-магн. энергия не переходит в др. формы энергии, то, согласно М. у., изменение энергии в нек-ром объёме за ед. вре­мени равно потоку эл.-магн. энергии через поверхность, ограничивающую этот объём. Если внутри объёма за счёт эл.-магн. энергии выделяется теплота, то закон сохранения энергии записывается в виде:

где Q — кол-во теплоты, выделяемой в ед. времени, П_n — проекция П на нормаль к бесконечно малой площад­ке ds.

Плотность импульса эл.-магн. поля g (импульс ед. объёма поля) связана с плотностью потока энергии соотноше­нием:

Существование импульса эл.-магн. поля впервые было эксперименталь­но обнаружено в опытах П. Н. Лебе­дева по измерению давления света (1899—1901).

Как видно из (7), (8) и (10), эл.-магн. поле всегда обладает энергией, а поток энергии и эл.-магн. импульс отличны от нуля лишь в случае, когда одно­временно существуют и электрич. и магн. поля, причём Е и Н не парал­лельны друг другу.

М. у. приводят к фундам. выводу о конечности скорости распростране­ния эл.-магн. вз-ствий. Это означа­ет, что при изменении плотности заря­да или тока, порождающих эл.-магн. поле, в нек-рой точке пр-ва на расстоя­нии R от них поле изменится спустя время t=R/c. Вследствие конечной скорости распространения эл.-магн. вз-ствий возможно существование электромагнитных волн, частным слу­чаем к-рых (как впервые показал Макс­велл) явл. световые волны.

Эл.-магн. явления протекают оди­наково во всех инерциальных систе­мах отсчёта, т. е. удовлетворяют от­носительности принципу. В соответ­ствии с этим М. у. не меняют своей формы при переходе от одной инерц. системы отсчёта к другой (релятиви­стски инвариантны). Выполнение прин­ципа относительности для эл.-магн. процессов оказалось несовместимым с классич. представлениями о пр-ве и времени, потребовало пересмотра этих представлений и привело к созданию спец. относительности теории (А. Эйнштейн, 1905). Форма М. у. остаётся неизменной при переходе к новой инерц. системе отсчёта, если пространств. координаты и время, векторы поля E, Н, В и D, плот­ность тока j и плотность заряда r изменяются в соответствии с Лоренца преобразованиями. Релятивистски инвариантная форма М. у. подчёр­кивает тот факт, что электрич. и магн. поля образуют единое целое.

М. у. описывают огромную область явлений. Они лежат в основе электро­техники и радиотехники и играют важную роль в развитии таких акту­альных направлений совр. физики, как физика плазмы и проблема уп­равляемого термоядерного синтеза, магнитная гидродинамика, нелиней­ная оптика, конструирование ус­корителей заряженных частиц, астро­физика и т. д. М. у. неприменимы лишь при больших частотах эл.-магн. волн, когда становятся существенными квант. эффекты, т. е. когда энергия

отд. квантов эл.-магн. ноля — фото­нов — велика и в процессах участвует сравнительно небольшое число фото­нов.

• Максвелл Дж. К., Избр. соч. по теории электромагнитного поля, пер. с англ., М., 1954; Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; Калаш­ников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики); Ф е й н м а н Р., Л е й т о н Р., С э н д с М., Фейнмановские лекции по физике,[пер. с англ.], 2 изд., в. 5—

7. М., 1977; Ландау Л. Д.,   Л и ф ш и ц

Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоре­тическая физика, т. 2); их же, Электроди­намика сплошных сред, М., 1959; А с т а х о в А. В., Ш и р о к о в Ю. М., Элект­ромагнитное поле, М., 1980 (Курс физики, т. 2); С и в у х и н Д. В., Электричество, М., 1977 (Общий курс физики, т. 3); П а р с е л л Э., Электричество и магнетизм, пер. с англ., 2 изд., М., 1975 (Берклеевский курс физики, т. 2).

Г. Я. Мякишев.

МАЛЮСА ЗАКОН, зависимость ин­тенсивности линейно поляризован­ного света после его прохождения че­рез анализатор от угла а между плоскостями поляризации падающего света и анализатора (см. Поляризация света). Установлен франц. физиком Э. Л. Малюсом (Е. L. Malus) в 1810. Если I₀ и I — соотв. интенсивность падающего на анализатор и выходя­щего из него света, то, согласно М. з., I=I₀cos²a. Свет с иной (не линейной) поляризацией может быть представлен в виде суммы двух линейно поляризо­ванных составляющих, к каждой из к-рых применим М. з. По М. з. рас­считываются интенсивности прохо­дящего света во всех поляризационных приборах. Потери на отражение, за­висящие от а и не учитываемые М. з., определяются дополнительно.

МАНДЕЛЬШТАМА — БРИЛЛЮЭНА РАССЕЯНИЕ, рассеяние оптич. излу­чения конденсированными средами (тв. телами и жидкостями) в резуль­тате его вз-ствия с собственными уп­ругими колебаниями этих сред. М.— Б. р. сопровождается изменением ча­стот (длин волн), характеризующих излучение. Напр., М.— Б. р. монохро­матического света в кристаллах при­водит к появлению шести частотных компонент рассеянного света, в жид­костях — трёх (одна из них — неиз­менённой частоты).

Сравнительно сильное вз-ствие меж­ду ч-цами конденсиров. сред (в кри­сталлах оно связывает их в упорядо­ченную пространств. решётку) приво­дит к тому, что по всевозможным на­правлениям в среде распространяют­ся упругие волны разл. частот (см. Гиперзвук). Наложение таких волн друг на друга вызывает появление флуктуации плотности среды, на к-рых и рассеивается свет (см. Рассеяние света). М.— Б. р. пока­зывает, что световые волны взаимодей­ствуют не только с флуктуациями плот­ности, но и непосредственно с упругими волнами, обычно ненаб­людаемыми по отдельности. Особенно наглядна физ. картина явления в кри-

391

 

 

сталлах. В них упругие волны оди­наковой частоты, бегущие навстречу друг другу, образуют стоячие волны той же частоты, т. е. создают периодич. решётку, на к-рой происходит дифракция света; это явление ана­логично дифракции света на ультра­звуке. Рассеяние света стоячими вол­нами происходит по всем направле­ниям, но, вследствие интерферен­ции света, за рассеяние в данном направлении ответственна упругая волна одной определ. частоты. Пусть на плоском фронте такой волны (рис.) рассеиваются, изменяя своё направле­ние на угол q, лучи падающего света частоты n (длины волны l; l=c*/n, где с* — скорость света в кристалле).

Для того чтобы рассеянные лучи, интерферируя, давали максимум ин­тенсивности в данном направлении, необходимо, чтобы оптич. разность хода СВ+ВД соседних падающих (1 и 2) и рассеянных (Г и 2') лучей была равна l:

2nL•sinq/2=-l, (1)

где L=АВ — длина рассеивающей упругой (гиперзвук.) волны. Рассея­ние световой волны на упругой эк­вивалентно модуляции света падающе­го пучка с частотой упругой волны. Условие (1) приводит к выражению для относит. изменения частоты рассеянного света:

Dn/n=±2v/c*•sin q/2 (2)

(v — скорость упругих волн в кри­сталле) .

Смещение частоты света при М.—Б. р. относительно невелико, т. к. v<<c*. Напр., для кристалла кварца v=5•10⁵ см/с, c*=2•10¹⁰ см/с и при рассеянии под углом q=90° Dn/n=0,003%. Однако такие величины надёжно измеряются интерферометрич. методами (см. Интерферометр).

Из представления о стоячих вол­нах, модулирующих световую волну, исходил Л. И. Мандельштам, теоре­тически предсказавший это рассея­ние. Независимо от него те же ре­зультаты получил франц. физик Л. Бриллюэн (L. Brillouin), рассмат­ривая рассеяние света на бегущих на­встречу друг другу упругих волнах в среде. Причиной «расщепления» монохроматич. линий в этом случае ока­зывается Доплера эффект.

Экспериментально М.— Б. р. впер­вые наблюдалось Мандельштамом и

Г. С. Ландсбергом (1930). Детально его исследовал Е. Ф. Гросс. В част­ности, он обнаружил (1938), что М.— Б. р. в кристаллах расщепляет монохроматич. линию на шесть компонент (это объясняется тем, что скорость звука v в кристалле различна для раз­ных направлений, вследствие чего в общем случае в нём существуют три— одна продольная и две поперечные — упругие волны одной и той же частоты, каждая из к-рых распространяется со своей v скоростью). Он же изучил М.— Б. р. в жидкостях и аморфных тв. телах (1930—32), при к-ром на­ряду с двумя смещёнными наблюда­ется и несмещённая компонента ис­ходной частоты v. Теор. объяснение этого явления принадлежит Л. Д. Лан­дау и чешскому физику Г. Плачеку (1934), показавшим, что, кроме флук­туации плотности, необходимо учиты­вать и флуктуации темпе­ратуры среды.

Создание лазеров не только улуч­шило возможности наблюдения М.— Б. р., но и привело к открытию т. н. вынужденного М.— Б. р. Оно обусловлено нелинейным вз-ствием интенсивной возбуждающей световой волны (первоначально слабой рас­сеянной волны) и упругой тепловой волны. Основой такого вз-ствия явл. эффект электрострикции, заключаю­щийся в том, что диэлектрик в электрич. поле напряжённостью Е меняет свой объём и т. о. возникает электрострикц. давление (а следовательно, образуется упругая волна). Электрострикц. давление пропорц. Е². В ги­гантском импульсе лазера напряжён­ность электрич. поля световой волны может достигать значений 10⁴—10⁸ В/см, и тогда электрострикц. давление может составить сотни тыс. атмосфер и возникнет весьма ин­тенсивный гиперзвук. Интенсивность звук. волны, возникающей при вы­нужденном М.— Б. р., невелика.

Исследования М.— Б. р. в сочета­нии с др. методами позволяют полу­чить ценную информацию о св-вах рассеивающей среды. Вынужденное М.— Б. р. используется для генера­ции мощных гиперзвук. волн в кри­сталлах.

• Волькенштейн М. В., Молекуляр­ная оптика, М.—Л., 1951; Фабелинский И. Л., Молекулярное рассеяние света, М., 1965.

Я. С. Бобович.

МАНОМЕТРИЧЕСКИЙ ТЕРМОМЕТР, состоит из баллона, соединённого капилляром с пружинным манометром. Действие М. т. основано на тепловом расширении заполняющей баллон жидкости либо на температурной зависимости давления находящегося в баллоне газа или насыщенного пара. В зависимости от того, чем заполнен баллон, различают М. т. газовые (азот), жидкостные (ртуть) и конденсацион­ные, или парожидкостные (хлористый этил и др.). М. т. применяют в кач-ве приборов техн. назначения в диапазоне темп-р от -60 до +550 °С. При боль­шой длине капилляра (до 60 м) они

могут служить дистанционными термо­метрами,

• См.  лит.  при ст.   Термометрия.

Д. И. Шаревская.

МАСКИРОВКА ЗВУКА, психофизиол. явление, заключающееся в повышении порога слышимости данного звука (сигнала) под влиянием др. звуков (помех). М. з. количественно выража­ется числом децибел, на к-рое повы­шается порог слышимости сигнала в присутствии помехи. М. з. макси­мальна при совпадении физ. парамет­ров сигналов и помех и снижается при увеличении различий в этих парамет­рах. Различают след. виды М. з.: одновременную (сигнал и помеха действуют одновременно), разновре­менную прямую (помеха предшеству­ет сигналу) и обращённую (сигнал предшествует помехе), разнесённую по частоте (сигнал и помеха имеют разные частоты), разнесённую в пр-ве (источники сигнала и помехи располо­жены в разл. местах в пр-ве). Тоны низких частот оказывают большее маскирующее действие, чем тоны высоких частот. Маскировка чистого тона шумом определяется полосой шу­ма, расположенной вокруг частоты тона (т. н. критич. полосой слуха). Критич. полоса составляет для чело­века ок. 80 Гц при частоте тона ниже 500 Гц и 16% от ср. частоты при часто­тах тона выше 1 кГц.

Н. А. Дубровский.

МАССА (лат. massa, букв.— глыба, ком, кусок), физ. величина, одна из осн. хар-к материи, определяющая её инерционные и гравитац. св-ва. Понятие «М.» было введено в механику И. Ньютоном в определении импульса (кол-ва движения) тела — импульс р пропорц. скорости свободного дви­жения тела v:

p=mv, (1)

где коэфф. пропорциональности m — постоянная для данного тела величи­на, его М. Эквивалентное определе­ние М. получается из ур-ния движе­ния классической механики Нью­тона:

f=mа. (2)

Здесь М.— коэфф. пропорционально­сти между действующей на тело си­лой f и вызываемым ею ускорением а. Определённая таким образом М. характеризует св-ва тела, явл. мерой его инерции (чем больше М. тела, тем меньшее ускорение оно приобретает под действием пост. силы) и наз. инерциальной или и н е р т н о й М.

В теории гравитации Ньютона М. выступает как источник поля тяготе­ния. Каждое тело создаёт поле тяготе­ния, пропорц. М. тела, и испытывает воздействие поля тяготения, создавае­мого др. телами, сила к-рого также пропорц. М. Это поле вызывает при­тяжение тел с силой, определяемой законом тяготения Ньютона:

392

 

 

где  r — расстояние  между  центрами масс   тел,   G — универсальная   грави­тационная постоянная,   а m₁ и m₂ — М.   притягивающихся   тел.   Из   ф-лы (3) можно получить зависимость между М. тела m и его весом Р в поле тяготения   Земли:

P=mg, (4)

где g=GM/r² — ускорение свободного падения (М — М. Земли, r»R, где R — радиус Земли). М., определяе­мая соотношениями (3) и (4), наз. г р а в и т а ц и о н н о й.

В принципе ниоткуда не следует, что М., создающая поле тяготения, определяет и инерцию того же тела. Однако опыт показал, что инертная и гравитац. М. пропорц. друг другу (а при обычном выборе ед. измерения численно равны). Этот фундам. закон природы наз. принципом эк­вивалентности. Эксперимен­тально принцип эквивалентности установлен с очень большой точно­стью — до 10^-12 (1971). Первоначаль­но М. рассматривалась (напр., Нью­тоном) как мера кол-ва в-ва. Такое определение имеет вполне определ. смысл только для однородных тел, подчёркивает аддитивность М. и поз­воляет ввести понятие плотности — М. ед. объёма тела. В классич. физике считалось, что М. тела не изменяется ни в каких процессах [закон сохране­ния М. (в-ва)].

Понятие «М.» приобрело более глубо­кий смысл в спец. теории относитель­ности А. Эйнштейна (см. Относи­тельности теория), рассматривающей движение тел (или ч-ц) с очень боль­шими скоростями — сравнимыми со скоростью света с»3•10¹⁰ см/с. В новой механике, наз. релятивистской, связь между импульсом и скоростью ч-цы даётся соотношением:

[при малых скоростях (v << с) это соот­ношение переходит в соотношение (1)]. Величину m₀ называют массой покоя, а массу m движущейся ч-цы определяют как зависящий от скорости коэфф. пропорционально­сти между р и v.

т. е. М. ч-цы (тела) растёт с увеличе­нием её скорости. В релятив. механике определения М. из ур-ний (1) и (2) неэквивалентны, т, к. ускорение пере­стаёт быть параллельным вызвавшей его силе и М. получается зависящий от направления скорости ч-цы. Сог­ласно теории относительности, М. ч-цы связана с её энергией ξ соотно­шением:

М. покоя m₀ определяет внутр. энер­гию ч-цы — т. н. энергию по­коя ξ₀=m₀c². Т.о., с М. всегда

связана энергия (и наоборот), поэто­му в релятив. механике не существу­ют по отдельности законы сохранения М. и энергии — они слиты в единый закон сохранения полной (т. е. вклю­чающей энергию покоя ч-ц) энергии. Приближённое их разделение возмож­но лишь в классич. физике, когда v <<c и не происходит превращения ч-ц. При соединении ч-ц друг с дру­гом с образованием устойчивого связ. состояния выделяется избыток энер­гии (равный энергии связи) Dξ, к-рому соответствует М. Dm=Dξ/с². Поэтому М. составной ч-цы меньше суммы М. образующих её ч-ц на величину Dξ/с² (т. н. дефект масс). Это явле­ние особенно заметно в ядерных реак­циях.

Единицей М. в системе единиц СГС служит грамм, а в СИ — килограмм. М. атомов и молекул обычно измеря­ется в атомных единицах массы. М. элем. ч-ц принято выражать либо в ед. М. эл-на (m_е), либо в энергетич. единицах (указывается энергия покоя соответствующей ч-цы). Так, М. эл-на (m_e) составляет 0,511 МэВ, М. прото­на — 1836,1 m_е, или 938,2 МэВ, и т. д. Природа М.— одна из важнейших ещё не решённых задач физики. При­нято считать, что М. элем ч-цы опре­деляется полями, к-рые с ней связаны (эл.-магн., ядерным и др.). Однако количеств. теория М. ещё не создана. Не существует также теории, объяс­няющей, почему М. элем. ч-ц образу­ют дискр. спектр значений, и тем более позволяющей определить этот спектр.

• Джеммер М., Понятие массы в клас­сической и современной физике, пер. с англ., М., 1967; X а й к и н С. Э., Физические ос­новы механики, 2 изд., М., 1971.

Я. А. Смородинский.

МАССА ПОКОЯ частицы, масса ч-цы в системе отсчёта, в к-рой она покоит­ся; одна из осн. характеристик элем. ч-цы, обычно наз. просто её массой. См. также Относительности теория.

МАСС-АНАЛИЗАТОР, устройство для пространств. или временного разделе­ния ионов с разл. значениями отно­шения массы к заряду. Один из осн. элементов масс-спектрометра.

МАССОВАЯ СИЛА, то же, что объём­ная  сила.

МАССОВОЕ ЧИСЛО, суммарное число нуклонов (нейтронов и протонов) в ат. ядре. Различно для изотопов одного хим. элемента.

МАСС-СЕПАРАТОР, прибор для изме­рения массовых чисел А нуклидов, образующихся в яд. реакциях на ускорителях или в яд. реакторах. При изучении радиоактивных долгоживущих нуклидов (период полу­распада > 1 мин) в кач-ве М.-с. используют статич. масс-спектромет­ры со спец. конструкцией ионного источника, позволяющей быстро по­мещать образец в источник ионов или облучать его непосредственно в масс-спектрометре. Для определения А короткоживущих нуклидов исполь­зуются М.-с. с торможением ионов в камере, наполненной газом и помещён­ной в поперечное магн. поле. При опре­дел. условиях изменение заряда иона (при торможении ядра «обрастают» эл-нами) компенсируется изменением его скорости, и радиус траектории определяется лишь массой иона. Разрешающая способность газонапол­ненных М.-с. ~ 100, мин. время ана­лиза

~10^-3 c.

И. О. Лейпунский.

МАСС-СПЕКТРОМЕТР, прибор для разделения ионизов. молекул и ато­мов по их массам, основанный на воздействии магн. и электрич. полей на пучки ионов, летящих в вакууме. В М.-с. регистрация ионов осуществ­ляется электрич. методами, в  м а с с - с п е к т р о г р а ф а х — по потем­нению фоточувствит. слоя.

М.-с. (рис. 1) обычно содержит устройство для подготовки исследуе­мого в-ва 1, ионный источник 2, где это в-во частично ионизуется и проис­ходит формирование ионного пучка, масс-анализатор 3, в к-ром происходит разделение ионов по массам, точнее, обычно по величине отношения массы m иона к его заряду е, приёмник ио­нов 4, где ионный ток преобразуется в электрич. сигнал, к-рый усиливается

 

Рис. 1. Блок-схема масс-спектрометра (пунктиром обведена вакуумируемая часть прибора).

 

393

 

 

(усилитель 5) и регистрируется. В ре­гистрирующее устройство 6, помимо информации о кол-ве ионов (ионный ток), из анализатора поступает также информация о массе ионов. М.- с. содержит системы электрич. питания 8 и устройства 9, создающие и поддер­живающие высокий вакуум в ионном источнике и анализаторе. Иногда М.-с. соединяют с ЭВМ.

При любом способе регистрации ио­нов спектр масс в конечном счёте представляет собой зависимость ион­ного тока I от m. Напр., в масс-спект­ре свинца (рис. 2) каждый из пиков

Рис. 2. Масс-спектр свинца, об­разующегося при распаде тория; dm_50% — шири­на пика на полу­высоте, dm_10% — на уровне 1/10 от макс. интен­сивности.

 

ионного тока соответствует однозаряд­ным ионам изотопов свинца. Высота каждого пика пропорц. содержанию изотопа в свинце. Отношение массы иона к ширине пика 8т (в атомных единицах массы) наз. разрешающей способностью R М.-с.: R=m/dm. Т. к. dm на разных уровнях относительно интенсивности ионного тока различна, то R также различна. Напр., в обла­сти пика изотопа ²⁰⁸Pb (рис. 2) на уровне 10% относительно вершины пика R = 230, а на полувысоте R=380. Для полной хар-ки разрешающей способности прибора необходимо знать форму ионного пика, к-рая зависит от мн. факторов. Иногда разрешаю­щей способностью наз. значение той наибольшей массы, при к-рой два пи­ка, отличающиеся по массе на едини­цу, разрешаются' до заданного уров­ня. Т. к. для мн. типов М.-с. R не зависит от отношения m/e, то оба при­ведённых определения R совпадают. Считается, что М.-с. с R до 10² имеет низкую разрешающую способность, с R ~ 10² —10³ — среднюю. с R ~10³—10⁴ — высокую, с R~10⁴—10⁵ — очень высокую.

Если в-во вводится в ионный источ­ник в виде газа, то чувствительностью М.-с. наз. отношение тока, создавае­мого ионами данной массы заданного в-ва. к парциальному давлению этого в-ва в ионном источнике. Эта величина в М.-с. разных типов лежит в диапа­зоне 10^-6—10^-3 А/мм рт. ст. Отно­сит, чувствительностью наз. мин. содержание в-ва, к-рое ещё может быть обнаружено в смеси с помощью М.-с. Для разных М.-с., смесей и в-в

она лежит в диапазоне 10^-3—10^-7%. За абс. чувствительность иногда при­нимают мин. кол-во в-ва в граммах, к-рое необходимо ввести в М.-с. для обнаружения этого в-ва.

Масс-анализаторы. По типу анали­заторов различают статич. и динамич. М.-с. В статич. масс-анализаторах для разделения ионов используются электрич. и магн. поля, постоянные или практически не изменяющиеся за время пролёта иона через прибор. Ионы с разл. значениями m/e движутся в анализаторе по разным траекториям (см. Электронная и ионная оптика). В масс-спектрографах пучки ионов с разными величинами m/e фокусиру­ются в разных местах фотопластинки, образуя после проявления следы в виде полосок (входное и выходное отверстия ионного источника обычно имеют форму прямоуг. щелей). В ста­тич. М.-с. пучок ионов с заданными m/e фокусируется на щель приёмника ионов. При плавном изменении магн. или электрич. поля в приёмную щель последовательно попадают пучки ио­нов с разными m/e. При непрерыв­ной записи ионного тока получается график с ионными пиками — масс-спектр (в масс-спектрографе исполь­зуются микрофотометры).

В наиболее распространённом ста­тич. масс-анализаторе с однородным магн. полем (рис. 3) ионы, образованные в ионном источнике, выходят из щели шириной S₁ в виде расходя­щегося пучка, к-рый в магн. поле разделяется на пучки ионов с разными m/e (m_а/e, m_b/e, m_с/e),

Рис. 3. Схема статич. масс-анализатора с однородным магн. полем: S₁ и S₂ — щели ис­точника и приёмника ионов; ОАВ — область однородного магн. поля H, перпендикуляр­ного плоскости рисунка; тонкие сплошные линии — границы пучков ионов с разными m/e; r — радиус центр. траектории ионов.

 

причём пучок ионов с массой m_b фокусируется на щель шириной S₂ приёмника ио­нов. Величина m_b/e определяется вы­ражением:

где m_b — масса иона, е — его заряд (в ед. алементарного электрического заряда), r — радиус центр. траекто­рии ионов (в см), Н — напряжённость магн. поля (в Э), V — ускоряющий по­тенциал (в В). Развёртка масс-спектра производится изменением Н или V. Первый метод предпочтительнее, т. к. в этом случае по ходу развёртки не изменяются условия вытягивания ио­нов из источника.

Разрешающая   способность   статич-М.-с.   определяется   из   соотношения:

где s₁ — реальная ширина пучка в месте, где он попадает в щель приём­ника S₂ Если бы фокусировка ионов была идеальной, то в случае X₁=X₂ (рис. 3) s₁ была бы в точности равна S₁. В действительности s₁>S₁, что уменьшает разрешающую способность М.-с. Одна из причин уширения пуч­ка — неизбежный разброс по кинетич. энергии у ионов, вылетающих из ионного источника (см. ниже). Другие причины — рассеяние ионов в анализаторе из-за столкновения с мо­лекулами остаточного газа, а также электростатич. «расталкивание» ионов в пучке. Для ослабления влияния этих факторов применяют т. н. «наклон­ное вхождение» пучка в анализатор и криволинейные границы магн. поля. В нек-рых М.-с. используют неодно­родные магн. поля, а также ионные призмы (см. Электронные призмы). Для уменьшения рассеяния ионов стремятся к созданию в анализаторе высокого вакуума (р£:10^{-8 мм рт. ст.). Для ослабления влияния разброса по энергиям применяют М .-с. с двойной фокусировкой, к-рые фокусируют на щель} S₂ ионы с одинаковыми m/e, вылетающие не только по разным

Рис. 4. Схема масс-анализатора с двойной фо­кусировкой. Пучок ускоренных ионов, вы­шедших из щели S₁ источника ионов, прохо­дит через электрич. поле цилиндрич. конден­сатора, к-рый отклоняет ионы на 90°, затем через магн. поле, отклоняющее ионы ещё на 60°, и фокусируется в щель S₂ приёмника коллектора ионов.

 

направлениям, но и с разными энер­гиями. Для этого ионный пучок про­пускают через магнитное и отклоняю­щее электрич. поле спец. формы (рис. 4). Сделать S₁ и S₂ меньше неск. мкм технически трудно. Кроме того, это привело бы к очень малым ион­ным токам. Поэтому для получения R ~ 10³—10⁴ используют большие r, т. е. длинные ионные траектории (до неск. м).

В динамич. масс-анализаторах для разделения ионов с разными m/e используют, как правило, разные времена пролёта ионами определ. рас­стояния и воздействие на ионы им­пульсных или радиочастотных электрич. полей с периодом, меньшим или равным времени пролёта ионов через анализатор. Существует более 10 типов динамич. масс-анализаторов: время-пролётный, радиочастотный,

394

 

 

квадрупольный, фарвитрон, омегатрон, магниторезонансный, циклотронно-резонансный и др.

Во  в р е м я - п р о л ё т н о м   м а с с-а н а л и з а т о р е (рис. 5) ионы образуются в ионном источнике и очень коротким электрич. импульсом «впрыскиваются» в виде «ионного пакета» через сетку .1 в анализатор 2, представляющий собой эквипотенци­альное пр-во. В процессе дрейфа к коллектору 3 исходный пакет «рас­слаивается» на неск. пакетов, каждый из к-рых состоит из ионов с одинако­выми m/e.

Рис. 5. Схема время-пролётного масс-анализатора. Пакет ионов с массами m₁ и m₂ (чёр­ные и белые кружки) движется в дрейфовом пр-ве анализатора так, что тяжёлые ионы (m₁) отстают от лёгких (m₂).

 

Расслоение обусловлено тем, что в исходном пакете энергии всех ионов одинаковы, а их скорости и, следовательно, времена пролёта t через анализатор длиной L обратно пропорц. Öm :

t=LÖ(m/2eV). (3)

Последовательность ионных пакетов, приходящих на коллектор, образует масс-спектр, к-рый регистрируется. Разрешающая способность R ~ 10³. В радиочастотном масс-анализаторе (рис. 6) ионы

 

Рис. 6. Схема радиочастотного масс-анализатора. Ионы с определ. скоростью и, следовательно, определ. массой, внутри каскада .ускоряясь ВЧ полем, получают прирост кинетич. энергии, достаточный для преодоления тормозящего поля и попадания на коллектор.

 

приобретают в ионном источнике энергию eV и проходят через систему последовательно расположенных сеточных каскадов. Каждый каскад представля­ет собой три плоскопараллельные сетки 1,2, 3, расположенные на

равном   расстоянии друг от друга. ср. сетке относительно двух крайних приложено ВЧ электрич. поле U_вч. При фиксированных частоте w этого поля и энергии ионов eV только ионы с определённым m/e имеют та­кую скорость v, что, двигаясь между сетками 1 и 2 в полупериоде, когда поле между ними явл. ускоряющим для ионов, они пересекают сетку 2 в момент смены знака поля и проходят между сетками 2 и 3 также в ускоряю­щем поле. Т. о., они получают макс. прирост энергии и попадают на коллек­тор. Ионы др. масс, проходя эти кас­кады, либо тормозятся полем, т. е. теряют энергию, либо получают не­достаточный прирост энергии и отбра­сываются в конце пути от коллек­тора высоким тормозящим потенциа­лом {U₃. В результате на коллектор попадают только ионы с определённым m/e. Масса таких ионов определяется из соотношения:

m=а(V/s²w²), (4)

где а — постоянная прибора, s — расстояние между сетками. Перестрой­ка анализатора на регистрацию ионов др. масс осуществляется изменением либо нач. энергии ионов, либо часто­ты w ВЧ поля.

В   к в а д р у п о л ь н о м   м а с с - а н а л и з а т о р е, или  ф и л ь т р е  м а с с, разделение ионов осу­ществляется в поперечном электрич. поле с гиперболич. распределением потенциала. Поле создаётся квадрупольным конденсатором, между па­рами стержней к-рого приложены по­стоянное и ВЧ напряжения (рис. 7). Пучок ионов вводится в вакуумную камеру анализатора вдоль оси квадруполя через отверстие 1. При фиксиров. значениях частоты w и амплитуды перем. напряжения U₀ только у ионов с определ. значением m/e амплитуда колебаний в направлении, поперечном оси анализатора, не превышает рас-

стояния между стержнями. Такие ио­ны за счёт нач. скорости проходят через анализатор, и, выходя из него через отверстие 2, регистрируются, попадая на коллектор ионов. Сквозь квадруполь проходят ионы, масса к-рых удовлетворяет условию:

m=aU₀/w2, (5)

где а — постоянная прибора. Ампли­туда колебаний ионов др. масс нарастает по мере их движения в анали­заторе так, что эти ионы достигают стержней и нейтрализуются. Пере­стройка на регистрацию ионов др. масс осуществляется изменением ам­плитуды U₀ или частоты перем. со­ставляющей напряжения. Разрешаю­щая способность R ~ 10³.

В  ф а р в и т р о н е  ионы образу­ются непосредственно в самом ана­лизаторе при соударениях молекул с эл-нами, летящими с катода, и со­вершают колебания вдоль оси прибора между электродами 1 и 2 (рис. 8) с частотой w. Колебания обусловлены

Рис. 8. Схема фарвитрона.

 

распределением потенциала между электродами. При совпадении часто­ты w этих колебаний с частотой перем. напряжения U_вч, подаваемого на сетку, ионы приобретают дополнит. энергию, преодолевают потенциаль­ный барьер и попадают на коллектор. Условие резонанса имеет вид:

w=aÖ(U₀/m), (6) где  а — постоянная прибора.

В динамич. М.-с. с поперечным (относительно траектории ионов) магн. полем разделение ионов по массам основано на совпадении циклотронной частоты иона с частотой перем. на­пряжения, приложенного к электродам анализатора.

 

Рис,   9.  Схема  анализатора омегатрона.

 

Так, в  о м е г а т р о н е  (рис. 9) под действием приложен­ных высокочастотного электрич. поля Е и перпендикулярного ему пост. магн. поля Н ионы движутся по ду­гам окружности. Ионы, циклотрон-

395

 

 

ная частота к-рых совпадает с часто­той w поля E, движутся по спирали и достигают коллектора. Масса этих ионов удовлетворяет соотношению:

m=аH/w , (7)

где   а — постоянная   прибора.

В  м а г н и т о р е з о н а н с н о м масс-анализаторе (рис. 10) используется постоянство времени облёта ионами данной массы круговой траектории. Из ионного источника

Рис. 10. Схема магниторезонаненого масс-анализатора (магн. поле H перпендикулярно плоскости рисунка).

1 близкие по массе ионы (область тра­екторий к-рых заштрихована), дви­гаясь в однородном магн. поле, попа­дают в модулятор 2, где формируется тонкий пакет ионов, к-рые за счёт полученного в модуляторе ускорения начинают двигаться по орбите II. Разделение по массам осуществляется в результате ускорения «резонансных» ионов, циклотронная частота w_ц к-рых равна частоте w поля модуля­тора или w=nw_ц (n — целое число). Такие ионы в течение неск. оборотов ускоряются модулятором и, двигаясь по раскручивающейся спирали, по­падают на коллектор 3. Масса ионов обратно пропорц. со, R »2,5•10⁴.

Рис.    11.    Циклотронно-резонансный    масс-анализатор.

 

В  ц и к л о т р о н н о - р е з о н а н с н о м  М.-с. (рис. 11) происходит резонансное поглощение ионами эл.-магн. энергии при совпадении цик­лотронной частоты ионов с частотой перем. электрич. поля в анализаторе. ВЧ электрич. поле в области анали­затора позволяет идентифицировать ионы с данной величиной m/e по резо­нансному поглощению энергии иона­ми при совпадении частоты поля и циклотронной частоты ионов. Ионы движутся по циклоидам в однородном магн. поле Н с циклотронной частотой орбит. движения

w=eH/mc (8)

и попадают на коллектор. Разрешаю­щая способность R» 2•10³.

Разрешающая способность динамич. масс-анализаторов определяется сложной совокупностью факторов. Помимо влияния объёмного заряда и рассеяния ионов в анализаторе для время-пролётного М.-с. важную роль играет отношение времени, за к-рое ионы пролетают расстояние, равное ширине ионного пакета, к общему времени пролёта ионами пр-ва дрейфа; для квадрупольного М.-с. существен­но число колебаний ионов в анализа­торе и соотношение пост. и перем. со­ставляющих электрич. полей; для омегатрона — число оборотов, к-рое совер­шает ион в анализаторе, прежде чем попадает на коллектор ионов, и т. д.

Для М.-с. с очень высокой разре­шающей способностью, а также для лаб. приборов, от к-рых требуется со­четание высокой разрешающей способ­ности с большой чувствительностью, широким диапазоном измеряемых масс и воспроизводимостью результатов измерений, применяются статич. масс-анализаторы.

Динамич. М.-с. используются: вре­мя-пролётные М.-с.— для регист­рации процессов длительностью от 10² до 10^-3 с, радиочастотные М.-с. (малые масса, габариты и потреб­ляемая мощность) — в косм. исследо­ваниях, квадрупольные М.-с. (высо­кая чувствительность) — при работе с мол. пучками (см. Молекулярные и атомные пучки), магниторезонансные М.-с.— для измерения очень больших изотопных отношений, циклотронно-резонансные М.-с.— для изучения ионно-мол. реакций.

Ионные источники. В М.-с. исполь­зуются разл. способы ионизации:

1)   ионизация   электронным    ударом,

2) фотоионизация, 3) ионизация в сильном электрич. поле (полевая ионная эмиссия), 4) ионизация ион­ным ударом (ионно-ионная эмиссия), 5) поверхностная ионизация, 6) иск­ровой разряд (в а к у у м н а я  и с к р а), 7) ионизация под действием лазерного излучения или электрон­ных, ионных и атомных пучков. В масс-спектроскопии наиб. часто ис­пользуются: способ 1 — при анализе газов и легко испаряемых тв. в-в; 2 — для анализа состава поверхности тв. тел; 3 — для ионизации газов и органич. соединений, наносимых на поверхность электрода (д е с о р б ц и я  п о л е м); 5, 6, 7 — для ана­лиза трудно испаряемых тв. в-в (од­новременно испарение и ионизация); 6 — при анализе сложных органич. соединений, а также при изотопном анализе в-в с низкими энергиями иони­зации. Способ 7 благодаря большому энергетич. разбросу ионов обычно требует анализаторов с двойной фоку­сировкой. Ионизация молекул без

значит. диссоциации (мягкая иониза­ция) осуществляется с помощью эл-нов, энергия к-рых лишь на 1—3 эВ превосходит энергию ионизации моле­кул, а также с использованием спо­собов 2, 3, 4.

Регистрация ионных токов. Величи­ны ионных токов, создаваемых в М.-с., определяют требования к их усилению и регистрации. Ионные токи при ионизации электронным уда­ром (при энергии эл-нов 40—100 эВ и ширине щели источника S₁ в неск. десятков мкм) ~10^-10—10^-9 А. Для др. способов ионизации они обычно меньше. Получаемые при мягкой ионизации токи обычно ~10^-12 —10^-14 А. Чувствительность применяе­мых в М.-с. усилителей ~10^-15—10^-16 А при постоянной времени от 0,1 до 10 с. Дальнейшее повышение чувствительности или быстродейст­вия М.-с. достигается применением электронных умножителей, повышаю­щих чувствительность до 10^-18—10^-19, а также систем, позволяющих регистрировать отд. ионы.

Такая же чувствительность дости­гается в масс-спектрографах за счёт длит. экспозиции. Однако из-за малой точности измерения ионных токов и громоздкости устройств введения фото­пластинок в вакуумную камеру анализатора фоторегистрация масс-спектров сохранила определ. значение лишь при очень точных измерениях масс, а также в тех случаях, когда необходимо одновременно регистри­ровать весь масс-спектр (из-за неста­бильности источника ионов, напр. при элем. анализе в случае ионизации вакуумной искрой).

• А с т о н Ф., Масс-спектры и изотопы, пер. с англ., М., 1948; Р а ф а л ь с о н А. Э., Шерешевский А. М., Масс-спектрометрические приборы, М., 1968; Д ж е й р а м Р., Macс-спектрометрия. Теория и приложения, пер. с англ., М., 1969; С л о б о д е н ю к Г. И., Квадрупольные масс-спектрометры, М., 1974.

В. Л. Тальрозе.

МАСС-СПЕКТРОСКОПИЯ (масс-спектрометрия, масс-спектральный ана­лиз), метод исследования в-ва пу­тём определения масс атомов и моле­кул, входящих в его состав, и их кол-в. Совокупность значений масс и их от­носит. содержаний наз.  м а с с - с п е к т р о м (рис.). В М.-с. ис­пользуется разделение в вакууме ионов с разными отношениями мас­сы m к заряду е под воздействием электрич. и магн. полей (см. Масс-спектрометр). Поэтому исследуемое в-во прежде всего подвергается иони­зации (если оно не ионизовано, напр. в электрич. разряде или в ионосферах планет). В случае жидких и тв. в-в их либо предварительно испаряют, а затем ионизуют, либо же применяют поверхностную ионизацию. Чаще исследуют положит. ионы.

Первые масс-спектры были получены в Великобритании Дж. Дж. Томсоном (1910), а затем Ф. Астоном (1919). Они привели к открытию стабильных изотопов. Вначале М.-с. применялась преим. для определения изотопного

396

 

 

 

Рис. Macс-спектрограмма (а), полученная на масс-спектрографе с двойной фокусиров­кой, и фотометрич. кривая этой спектро­граммы (б) в области массового числа 20.

 

состава элементов и точного измере­ния ат. масс. М.-с. до сих пор — один из осн. методов получения информа­ции о массах ядер и атомов. Вариации пзотопного состава элементов могут быть определены с относит. погрешностью 10^-2 %, а массы ядер с относит. погрешностью 10^-5 % для лёгких и 10^-4 % для тяжёлых элементов. Высокая точность и чувствительность М.-с. как метода изотопного анализа привели к её применению и в р. областях, где существенно знание изотопного состава элементов, прежде всего в яд. энергетике. В геологии и геохимии масс-спектральное измерение изотопного состава ряда элементов Pb, Ar и др.) лежит в основе методов определения возраста горных пород и рудных образований. М.-с. широко используется в химии для элементного и структурного мол. анализа. В физико-хим. исследованиях М.-с. применяется при исследованиях процессов ионизации, возбуждения ч-ц и др. задач физ. и хим. кинетики; для определения энергии ионизации, теплоты испарения, энергии связи атомов в молекулах и т. п. С помощью М.-с. проведены измерения нейтрального и ионного состава верхней атмосферы Земли, Венеры, Марса (возможны аналогичные измерения состава атмосфер др. планет). М.-с. начинает применяться как экспрессный   метод газового анализа в медицине. Принципы М.-с. лежат в основе устройства наиб. чувствит. течеискателей. Высокая абс. чувствительность метода М.-с. позволяет использовать то для анализа очень небольшого кол-ва в-ва (~10^{-13 г).}

• См. лит. при ст. Масс-спектрометр.

В. Л.  Тальрозе.

МАССЫ ИЗБЫТОК,   разность  массы атома,   выраженной в   атомных   единицах массы, и его массового числа А .

М. и. может быть как положительным,

так и отрицательным.

• Кравцов В. А., Массы атомов и энергия связи ядер,  М., 1965.

МАССЫ СОХРАНЕНИЯ ЗАКОН,   см. Мacca  и   Сохранения   законы.

МАСШТАБ ИЗОБРАЖЕНИЯ, отно­шение линейного размера изображе­ния к линейному размеру предмета. Служит хар-кой проекционных систем и определяется их увеличением. Вы­бор М. и. диктуется размерами изоб­ражаемого объекта: у телескопа, фо­тоаппарата, глаза М. и. меньше еди­ницы (у телескопа М. и. практически равен нулю), а у микроскопа, кино- и диапроекторов, фотоувеличителей, ионных проекторов и электронных микроскопов больше единицы. Если изображение получается с помощью неск. последоват. проекций, его М. и. определяется произведением М. и. каждой проекции в отдельности.

А. П. Гагарин.

МАСШТАБНАЯ ИНВАРИАНТ­НОСТЬ (скейлинг), свойство неизмен­ности ур-ний, описывающих к.-л. физ. процесс или явление, при одновремен­ном изменении всех расстояний и отрезков времени в одно и то же число раз. (В квант. теории этому соответ­ствует инвариантность относительно изменения импульса и энергии в одно и то же число раз.) Для этого необхо­димо, чтобы как в ур-ниях, так и в граничных условиях отсутствовали параметры, имеющие размерность дли­ны или массы. На расстояниях, срав­нимых с размерами атома, М. и. отсутствует (хотя она наблюдается для нек-рого класса макроскопич. физ. явлений, напр. в гидродинамике), но на расстояниях много меньших раз­меров адронов (~10^{-13 см) в сильном вз-ствии не обнаруживаются к.-л. параметры размерности длины и св-во М. и. кажется вполне возможным. В применении к процессам с реальны­ми ч-цами, энергия} ξ и импульс р к-рых связаны соотношением ξ²= m²c⁴+p²c² (где m — масса покоя ч-цы), наличие размерного парамет­ра та препятствует непосредств. про­явлению М. и. Однако эксперимен­тально установлено, что в нек-рых случаях зависимость сечений процес­сов при высоких энергиях (ξ>> mс²) от массы оказывается слабой и М. и. приближённо выполняется. Наиб. известные из таких процессов следую­щие.

а) Глубоко неупругое лептон-адронное рассеяние, напр. e+h®е'+Х (где е, е' — начальный и конечный эл-н, h — начальный адрон, X — со­вокупность нерегистрируемых конеч­ных адронов), безразмерные формфакторы к-рого вместо зависимости от двух импульсных переменных [квад­рата переданного четырёхмерного им­пульса (4-импульса) q²=(р_е-p_е')² и квадрата энергии системы X (в системе её центра инерции), M²_Xс⁴= (p_е-p_e'+p_h)³c², где р_е, р_е', р_h — 4-импульсы соответственно эл-на е, е' и адрона h] в области |q²|>>1 (ГэВ/с)² зависят только от их безразмерного отношения q²/M²_Xc² (т. н. скейлинг Бьёркена, названный по имени амер. физика Дж. Бьёркена; см. Партоны).

Более точные измерения показывают, что эта М. и. справедлива лишь для не слишком большого интервала пе­редач импульса. Отклонение от скейлинга в этом случае, как предпола­гают, связано с процессами вз-ствия кварков и глюонов, согласно законам квантовой хромодинамики.

б) Инклюзивные адронные процес­сы а+b®c+Х, инвариантное сече­ние к-рого вместо зависимости от продольных по отношению к оси со­ударения компонент трёхмерных им­пульсов р_а и р^L_с адронов а и с (в системе центра инерции) в области p_а>p^L_с>> 1 ГэВ/с и малых попереч­ных импульсов, р^T_с << 1 ГэВ/с, зави­сит только от их отношения (т. н. скейлинг Фейнмана, названный по имени амер. физика Р. Фейнмана). Эта М. и. также оказывается нарушен­ной для ч-ц, рождающихся с относи­тельно малой энергией в системе центра инерции (т. н. область нионизации.

А. В. Ефремов.

МАТЕМАТИЧЕСКИЙ  МАЯТНИК, см.   Маятник.

МАТЕРИАЛЬНАЯ ТОЧКА, понятие, вводимое в механике для обозначе­ния объекта, к-рый рассматривается как точка, имеющая массу. Положе­ние М. т. в пр-ве определяется как положение геом. точки, что существен­но упрощает решение задач механи­ки. Практически тело можно считать М. т. в случаях, когда оно движется поступательно или когда вращат. часть его движения можно в условиях рассматриваемой задачи не учитывать (напр., при изучении движения Земли вокруг Солнца). При движении любой механич. системы (в частности, тв. тела) её центр масс (центр тяжести) движется так же, как двигалась бы М. т. с массой, равной массе всей системы, под действием всех внеш. сил, приложенных к системе.

МАТОВАЯ ПОВЕРХНОСТЬ, поверх­ность с микроскопич. неровностями, размеры к-рых близки к длинам волн видимого света (380—760 нм, или 3800—7600 Å). При падении света на М. п. он отражается от неё д и ф ф у з н о, т. е. рассеивается во все стороны (от гладкой поверхности — пра­вильно, или зеркально; см. Отражение света). При этом в широ­ком интервале углов падения света (исключая углы, соответствующие правильным отражению и преломле­нию, а также большие углы, >60—70°) приближённо выполняется Лам­берта закон.

МАТРИЦА ПЛОТНОСТИ (статистиче­ский оператор), оператор, при помощи к-рого можно вычислить ср. значение любой физ. величины в квант. статистич. механике и, в частном случае, в квант. механике. Термин «М. п.» связан с тем, что статистич. оператор задаётся обычно в виде матрицы r_mn,

397

 

 

строки и столбцы к-рой нумеруются индексами mn, отвечающими полному набору квант. чисел, описывающих состояние системы, а её диагональные элементы r_mn определяют вероятности соответствующих состояний.

М. п. в квант. статистич. механике играет такую же роль, как ф-ция рас­пределения в классич. статистич. ме­ханике.

В квант. механике состояние систе­мы описывается волн. ф-цией y(x), соответствующей максимально пол­ному набору данных о системе; такое состояние наз. ч и с т ы м  с о с т о я н и е м. Ср. значение любой физ. ве­личины Ã, представляемой операто­ром Â , в состоянии, описываемом волн. ф-цией y(х), равно: Ã=∫y*(x)Â(x)dx, где интегрирование проводится по координатам всех ч-ц (для ч-ц со спином проводится, кроме того, сум­мирование по возможным значениям спина; y* — величина, комплексно сопряжённая y). Вся квант. механика, за исключением нек-рых вопросов тео­рии измерений, имеет дело с чистыми состояниями. В квант. статистич. механике состояние системы нельзя описать волн. ф-цией из-за отсутствия полной (максимально возможной) ин­формации о квант.-механич. системе. Состояние, не основанное на полном (в смысле квант. механики) наборе данных о системе, в отличие от чистого наз. смешанным состоя­нием, или смесью состояний; такое состояние описывается М. п. r_mn. Ср. значение любой физ. величины A , к-рой соответствует оператор Â, а в представлении квант. чисел m и n соответствует матрица А_nm, равно:

Ã=S_m,n r_mnА_nm. Это усреднение включает как усреднение, связанное с вероятностным хар-ром квант. опи­сания, так и статистич. усреднение, обусловленное неполнотой сведений о рассматриваемой системе, но эти опе­рации не могут быть отделены друг от друга.

В частном случае М. п. может зави­сеть от координат ч-ц: r(х, х'), где х означает совокупность координат ч-ц x₁,  x₂, ..., x_n, а х' —совокупность x'₁, х'₂, ..., x'_n (N — число ч-ц в систе­ме), т. е. координаты ч-ц играют роль матричных индексов М. п. В коорди­натном представлении М. п. связана с r_mn соотношением r(х, х') =S_m,n y*_n(x')y_m(x). В этом предста­влении диагональные элементы М. п.

r(х, х) определяют плотность веро­ятности в состоянии х. Для ч-ц со спи­ном надо учитывать, кроме x_i, также спиновые переменные. В Бозе — Эйн­штейна статистике М.п. симметрична относительно перестановок х₁, х₂,..., x_n (или штрихованных переменных). Для ч-ц со спином вместе с координа­тами следует переставлять и спины.

В Ферми — Дирака статистике М.п. антисимметрична.

В теории физ. измерений применение М. п. связано с тем, что квант. систе­ма, находящаяся до измерения в чистом состоянии, после измерения (в результате вз-ствия с измерит. прибором) будет находиться уже в смешанном состоянии.

М. п. удовлетворяет квант. ур-нию Лиувилля (или уравнению Неймана), к-рое определяет закон эволюции М. п. во времени и служит основой для неравновесной статистич. меха­ники. Это ур-ние позволяет вычислить реакцию статистич. системы, нахо­дящейся в статистич. равновесии, на внешние возмущения (напр., на вклю­чение электрич. или магн. поля), а также построить статистич. операто­ры для систем, находящихся в нерав­новесном состоянии, когда имеются потоки частиц, энергии или им­пульса.

• X и л л Т., Статистическая механика, пер. с англ., М., 1960, §9; Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976, §5; Боголюбов Н. Н., Лекции по квантовой статистике, в его кн.: Избр. труды, т. 2, К., 1970, раздел 1, § 1; 3 у б а р е в Д. Н., Неравновесная ста­тистическая термодинамика, М., 1971, § 7.

Д. Н. Зубарев.

МАТРИЦА РАССЕЯНИЯ (S-матрица),

совокупность величин (матрица), описывающая процесс перехода квантовомеханич. систем из одних состоя­ний в другие при их вз-ствии (рассея­нии). Понятие «М. р.» введено нем. физиком В. Гейзенбергом в 1943.

При вз-ствии система переходит из одного квант. состояния, началь­ного (его можно отнести к моменту времени t=-¥), в другое, конечное (t=+¥). Если обозначить набор всех квант. чисел, характеризующих нач. состояние, через i, а конечное — через f, то амплитуда перехода (амп­литуда процесса), квадрат модуля к-рой определяет вероятность дан­ного процесса, может быть записана как S_fi. Совокупность амплитуд процессов образует таблицу с двумя входами (i — номер строки, f — номер столбца), к-рая и наз. М. р. S. Каж­дая амплитуда явл. элементом этой матрицы (матричным элементом). Наборы квант. чисел i, f могут содер­жать как непрерывные величины (энергию, угол рассеяния и др.), так и дискретные (орбитальное квант. чис­ло, спин, изотопический спин, массу и т. д.). В простейшем случае системы двух бесспиновых ч-ц в нерелятив. квант. механике состояние определя­ется относит. импульсом ч-ц р; тогда амплитуда процесса — амплитуда рассеяния явл. ф-цией двух перемен­ных — энергии ξ и угла рассеяния q, S_fi=F(ξ, q). В общем случае М. р. содержит элементы, отвечающие как упругому рассеянию, так и процес­сам превращения и рождения ч-ц. Квадрат модуля матричного элемента |S_fi|² определяет вероятность соответ­ствующего процесса (или его эффек­тивное сечение).

Нахождение М. р.— осн. задача квант. механики и квант. теории поля. М. р. содержит всю информацию о поведении системы, если известны не только численные значения, но и аналитич. св-ва её элементов; в част­ности, её полюсы определяют связан­ные состояния системы (а следователь­но, дискр. уровни энергии). Из осн. принципов квант. теории следует важнейшее св-во М. р.— её унитарность. Оно выражается в виде соот­ношения SS⁺=1 [где S⁺ — матрица, эрмитово сопряжённая S, т. е. (S⁺)_fi= S*_if, где знак * означает комплекс­ное сопряжение], или

и отражает тот факт, что сумма ве­роятностей процессов по всем возмож­ным каналам реакции должна рав­няться единице. Соотношение унитар­ности позволяет устанавливать важ­ные соотношения между разл. процес­сами, а в нек-рых случаях даже пол­ностью решить задачу. В релятив. квант. механике существует направ­ление, в к-ром М. р. считается первич­ной динамич. величиной; требования унитарности и аналитичности М. р. должны служить при этом основой построения полной системы ур-ний, определяющих матрицу S.

В. Б. Берестецкий.

МАХА КОНУС, конич. поверхность, ограничивающая в сверхзвуковом потоке газа область, в к-рой сосре­доточены звуковые волны (возмущения), исходящие из точечного источ­ника возмущений А (рис.).

Конус Маха, возни­кающий от точечно­го источника воз­мущений в сверх­звуковом потоке.

 

В однород­ном сверхзвуковом потоке газа угол а между образующими М. к. и его осью наз. углом Маха; он связан с Маха числом М соотношением sin s=1/M.

МАХА ЧИСЛО [по имени австр. учёного Э. Маха (Е. Mach)] (M-число), характе­ристика течения газа с большими ско­ростями, равная отношению скорости течения v к скорости звука а в той же точке потока; М= v/a. Когда тело дви­жется в газе, М. ч. равно отношению скорости тела к скорости звука в этой среде. М. ч. служит одним из осн. подобия критериев в гидроаэромеха­нике и явл. мерой влияния сжимае­мости газа на его движение. При М <<1 газы можно считать несжима­емыми. В воздухе сжимаемость необ­ходимо учитывать при скоростях v>100 м/с, к-рым соответствует число М>0,3. При М<1 течение наз. до­звуковым, при М=1 — звуковым, а при М>1 — сверхзвуковым течением. В области течений с М>5 (т. н. гиперзвуковые течения) ста­новятся существенными физико-хим.

398

 

 

превращения в газе, сжимаемом в ударной волне или тормозящемся в пограничном слое.

МАХЕ (единица Махе) (махе, ME), устаревшая внесистемная единица концентрации радиоактивных нуклидов. Была введена австр. физиком Г. Махе (Н. Mache). Иногда применя­ется в дозиметрии минеральных вод, лечебных грязей и т. п.; в М. указы­вают концентрацию в воде или в воз­духе радона. 1 махе=3,64 эман=3,64•10^-10кюри/л=13,47•10³ Бк/м³.

МАЯТНИК, твёрдое тело, совершаю­щее под действием приложенных сил колебания около неподвижной точки или вокруг оси. Обычно под М. пони­мают тело, совершающее колебания под действием силы тяжести; при этом ось М. не должна проходить через центр тяжести тела. Простейший М. состоит из небольшого массивного груза С, подвешенного на нити (или лёгком стержне) длиной l. Если счи­тать нить нерастяжимой и пренебречь размерами груза по сравнению с дли­ной нити, а массой нити по сравнению

Рис. 1. Маятники: а — круговой математи­ческий; б — физический.

 

с массой груза, то груз на нити можно рассматривать как материальную точ­ку, находящуюся на неизменном рас­стоянии l от точки подвеса О (рис. 1, а). Такой М. наз. м а т е м а т и ч е с к и м. Если же колеблющееся тело нельзя рассматривать как материаль­ную точку, то М. наз. ф и з и ч е с к и м.

Математический маятник. Если М., отклонённый от равновесного поло­жения c₀, отпустить без нач. ско­рости или сообщить точке С скорость, направленную перпендикулярно ОС и лежащую в плоскости нач. отклоне­ния, то М. будет совершать колеба­ния в одной вертикальной плоскости и точка С будет двигаться по дуге окружности (плоский, или круговой математич. М.). В этом случае поло­жение М. определяется одной коорди­натой, напр, углом отклонения j от положения равновесия. В общем слу­чае колебания М. не являются гармо­ническими; их период Т зависит от амплитуды. Если же отклонения М. малы, он совершает колебания, близ­кие к гармоническим, с периодом:

Т=2pÖ(l/g),

где  g — ускорение свободного паде­ния; в этом случае период Т не зави­сит от амплитуды, т. е. колебания изохронны.

Если отклонённому М. сообщить нач. скорость, не лежащую в плоскости

начального отклонения, то точка С будет описывать на сфере радиуса l кривые, заключённые между двумя параллелями z=z₁ и z=z₂ (рис. 2, а), где значения z₁ и z₂ зависят от нач. условий (сферический М.). В ча­стном случае, при z₁=z₂ (рис. 2, б) точка С будет описывать окружность в горизонтальной плоскости (кони­ческий М.). Интерес представляет ещё циклоидальный маятник, коле­бания к-рого изохронны при любой величине амплитуды.

Рис. 2. Маятники: а — сферический; б — конический.

Физический маятник. М. представ­ляет собой тв. тело, совершающее под действием силы тяжести колебания вокруг горизонтальной оси подвеса (рис. 1, б). Движение такого М. вполне аналогично движению кругового математич. М. При малых углах отклоне­ния j М. также совершает колебания, близкие к гармоническим, с периодом:

Т=2pÖ(I/Mgl),

где I — момент инерции М. относи­тельно оси подвеса, l — расстояние от оси подвеса О до центра тяжести С, М — масса М. Следовательно, период колебаний физ. М. совпадает с перио­дом колебаний такого математич. М., к-рый имеет длину l₀=I/Мl. Эта длина наз. приведённой длиной данного физ. М.

Точка К на продолжении прямой ОС, находящаяся на расстоянии l₀ от оси подвеса, наз. центром качаний физ. М. При этом рас­стояние ОK=l₀ всегда больше, чем ОС=l, Точка О оси подвеса М. и центр качания обладают св-вом взаим­ности; если ось подвеса сделать про­ходящей через центр качаний, то точ­ка О прежней оси подвеса станет но­вым центром качаний и период колеба­ний М. не изменится. Это св-во вза­имности используется в оборотном маятнике для определения приведён­ной длины l₀; зная l₀ и Т, можно найти значение g в данном месте.

Св-вами М. широко пользуются в разл. приборах: в часах, в приборах для определения ускорения силы тя­жести, ускорений движущихся тел, колебаний земной коры, в гироскопич. устройствах, в приборах для эксперим. определения момента инерции тел и др. См. также Фуко маятник.

• Бухгольц Н. Н., Основной курс тео­ретической механики, 9 изд., ч. 1, 6 изд., ч. 2, М., 1972; Т а р г С. М., Краткий курс теоретической механики, 9 изд., М., 1974, гл. 28; X а й к и н С. Э., Физические осно­вы механики, 2 изд., М., 1971, гл. 13.

С. М. Тарг.

МГД-ГЕНЕРАТОР, то же, что магнитогидродинамический генератор.

М — Д — П-СТРУКТУРА (структура металл — диэлектрик — полупровод­ник), конденсатор, состоящий из пла­стины полупроводника, слоя ди­электрика и металлич. электрода. При зарядке конденсатора электропро­водность полупроводника изменяется вблизи границы раздела с диэлектри­ком вследствие изменения концент­рации носителей заряда. На этом основана работа ряда приборов.

Рис. Схема МОП-транзистора.

 

Наиболее распространён кремниевый МОП-т р а н з и с т о р (металл — окисел металла — полупроводник). На подложке Si р-типа (рис.) окисле­нием создаётся тонкий диэлектрич. слой двуокиси SiО₂ (толщиной 1000 Å) и наносится металлич. электрод (з а т в о р). Под поверхностью диэлектри­ка в Si р-типа создаются на нек-ром: расстоянии друг от друга две области с электронной проводимостью, к к-рым подводятся металлич. контакты (исток и сток). Если к затвору приложить положит. потенциал, то все эл-ны под ним в Si (р) притянутся к тонкому слою диэлектрика, создав там проводящий инверсионный слой n-типа. В результате между стоком и истоком образуется канал, по к-рому течёт ток. Подобная система эквива­лентна вакуумному триоду (исток — катод, сток — анод, затвор — сетка). Она может служить также элементом памяти. Для этого диэлектрик дела­ется двухслойным — тонкий слой SiО₂ и нитрида кремния. Электрич. заряд, введённый в Si, можно (с помо­щью нек-рых физ. процессов) перевести из Si в ловушки на границе окисел — нитрид. В этих ловушках заряд сохра­няется длительно после снятия напря­жения между затвором и подложкой (запоминание). Это состояние можно считывать по изменению свойств приповерхностной области подложки. М — Д — П-с.— один из базовых элементов твердотельной электроники. Они служат также для изучения по­верхностных свойств полупроводни­ков (вблизи его границы с диэлектри­ком).

• Мейндл Дж., Элементы микроэлек­тронных схем, «УФН», 1979, т. 127, в. 2; 3 и С. М., Физика полупроводниковых при­боров, М., 1973.

399

 

 

МЕГА... (от греч. megas — большой), приставка к наименованию единицы физ. величины для образования наименования кратной единицы, рав­ной 10⁶ исходных единиц. Сокр. обоз­начение — М. Пример: 1 МВт (мега­ватт) = 10⁶ Вт.

МЕДЛЕННЫЕ НЕЙТРОНЫ, нейтро­ны с кинетич. энергией менее 100 кэВ. См. Нейтронная физика.

МЕЖАТОМНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, взаимодействие между атомами как свободными, так и входящими в со­став одной или разных молекул, кри­сталлов и т. д. М. в. может быть к о в а л е н т н ы м,  и о н н ы м,  м е т а л л и ч е с к и м, типа  в о д о р о д н о й  с в я з и   и   в а н-д е р - в а а л ь с о в ы м. Первые три типа М. в. явл. причиной образования химиче­ских связей в молекулах, атомных и ионных кристаллах, металлах и спла­вах; водородные связи могут образовы­ваться внутри молекул и между раз­ными молекулами в случае, когда между двумя электроотрицат. атома­ми располагается злектроположит. атом Н; ван-дер-ваальсовы М. в. обус­ловливают межмолекулярное взаимо­действие, а также ответственны за нек-рые св-ва молекул (напр., за существование разл. конформеров; см. Изомерия молекул). Энергия ковалентного, ионного и металлич. М. в. ~10² кДж/моль, энергия водородной связи ~10—50 кДж/молъ и энергия ван-дер-ваальсова М. в. ~0,1—1 кДж/моль.

Помимо указанной классификации, М. в. часто делят на валентные и невалентные. К валентным М. в. относят ковалентные, ионные и металлические, а к невалентным — ван-дер-ваальсовы М. в. Вз-ствие типа водородной связи считают либо сла­бым валентным, либо занимающим промежуточное положение между ва­лентным и невалентным М. в. Нева­лентное М. в. может включать не толь­ко чисто ван-дер-ваальсово притяже­ние и отталкивание атомов, но также индукционное и поляризационное, электростатич. и др. М. в. Энергия невалентного М. в. по крайней мере на два порядка меньше энергии ва­лентного М. в.

Ковалентное М. в. возникает в ре­зультате обобществления валентных эл-нов парой соседних атомов. Пони­жение энергии в этом случае выража­ется в обменных интегралах, поэтому Ковалентное межатомное взаимодей­ствие часто называют обменным (см. Обменное взаимодействие). Ковалент­ное М. в. является причиной сущест­вования молекул простых газов (Н₂, Сl₂ и пр.), разл. соединений (Н₂O, NH₃ и пр.), многочисл. органич. мо­лекул (СН₄, Н₃С—СН₃ и пр.), а так­же атомных кристаллов (различных модификаций фосфора и серы, графи­та и пр.).

Ионное М. в. обусловлено переносом валентных эл-нов с одного атома на другой и электростатич. вз-ствием образовавшихся в результате этого переноса ионов. Оно характерно для соединений металлов с наиболее ти­пичными металлоидами (напр., NaCl, СаСl₂, Аl₂O₃), а также для ионных кристаллов (NaCl, CsCl и пр.). М. в. в ионных молекулах и кристаллах чаще всего носит частично ковалентный характер. Так, согласно квантовомеханич. расчётам, в молекуле Na⁺ Cl^-заряды на атомах Na и Сl равны не заряду эл-на е, а составляют 0,8 е, и определённый вклад в стабилиза­цию этой молекулы вносит и обменное вз-ствие.

Металлическое М. в. характерно для чистых металлов и их соединений между собой и связано с наличием эл-нов проводимости, свободно движу­щихся в решётке металла. Эти эл-ны электростатически взаимодействуют с положительно заряженными атомами металлов, скрепляя их между собой. Металлич. М. в., в отличие от ковалентного и ионного М. в., явл. нело­кализованными и ненаправленными.

Водородная связь возникает в том случае, когда между электроотрицат. атомами (атомами, обладающими боль­шим сродством к эл-ну, напр. О, N, F) находится атом Н. Эл-н в атоме Н слабо связан с протоном, поэтому элек­тронная плотность смещается на более электроотрицат. атом. В результате протон «оголяется» и не препятствует сближению атомов О...О, O...N и т. д., расстояние между к-рыми становится близким к тому, к-рое установилось бы в отсутствие атома Н.

Ван-дер-ваальсово М. в. складыва­ется из отталкивания атомов, обуслов­ленного перекрыванием их электрон­ных оболочек, и дисперсионного при­тяжения. При сближении атомов эл-ны, имеющие противоположно направ­ленные спины, отталкиваются. В ре­зультате межэлектронного отталкива­ния электронная плотность в пр-ве между ядрами двух взаимодействую­щих атомов уменьшается, что приво­дит к увеличению энергии межъядер­ного отталкивания. Т. о., ван-дер-ваальсово отталкивание атомов при их сближении складывается из отталки­вания эл-нов и электростатич. оттал­кивания ядер, дезэкранированных вследствие вз-ствия эл-нов. Диспер­сионное притяжение атомов возникает в результате корреляции в движении эл-нов и явл. чисто квант. эффектом. Ван-дер-ваальсово М. в. ответственно за отклонение св-в реальных газов от св-в идеальных газов, за относит. стабильность разл. конформеров, за структуру и св-ва мол. кристаллов и жидкостей и т. д.

М. в. определяется распределением электронной плотности в системе ато­мов и полностью описывается Шредин­гера уравнением. Для системы двух атомов решение ур-ния Шредингера, учитывающего кулоновское притяжение эл-нов к ядрам, межэлектронное и межъядерное отталкивание, а также кинетич. энергию эл-нов при разл. межъядерных расстояниях, даёт за­висимость потенциальной энергии М. в. от расстояния между атомами. Точное решение получено только для мол. иона H⁺₂. Для систем, состоящих из двух атомов, разработаны разл. приближённые методы решения ур-ния Шредингера. В случае же вз-ствия атомов в многоатомных молекулах или атомов, принадлежащих разным моле­кулам, применяются феноменологич. методы расчёта, базирующиеся на представлениях о точечных атомах. В основе этих методов лежит т. н. приближение Борна — Оппенгеймера, согласно к-рому энергию молекулы (и вообще любой многоатомной систе­мы) можно рассматривать как непре­рывную ф-цию координат ат. ядер.

Зависимость потен­циальной энергии межатомного вз-ствия U(r) от межъядерного расстояния r. e — глубина потенциаль­ной ямы, r₀ — равно­весное межатомное расстояние.

 

Для пары атомов такая ф-ция пред­ставлена на рис. Устойчивое состоя­ние этой пары возникает при сближе­нии атомов на определённое расстоя­ние r₀, отвечающее минимуму потен­циальной энергии М. в. Р а в н о в е с н о е   р а с с т о я н и е  r₀ и глубина потенциальной ямы e различны для разных типов М. в. Определение потен­циальной энергии U(r) эффективного вз-ствия атомов по существу и есть задача определения М. в. Феноменологич. методы расчёта М. в. основаны на использовании разл. полуэмпирич. ф-л для U(r), в к-рые r₀, e и нек-рые др. величины входят как параметры и подбираются на основании эксперим. данных.

Ковалентное М. в. наиболее часто описывают потенциальной ф-цией Морзе (трёхпараметровым потен­циалом Морзе):

U(r)=e{1-ехр[-а(r-r₀)]}²,   (1)

где r₀ примерно равно сумме ковалентных атомных радиусов, а величина а характеризует крутизну потенциаль­ной ямы. Для двухатомной молекулы глубина потенциальной ямы e равна энергии диссоциации, а r₀ — межъ­ядерное расстояние, к-рое наблюда­лось бы в отсутствии внутримол. колебаний и отличалось бы от межъядер­ного расстояния, усреднённого за время колебаний, не более чем на 0,001 нм.

Потенциальную энергию ионного М. в. обычно записывают в виде:

400

 

 

где   р_A   и  р_B — дипольные   моменты ионов, a_а и a_B — их поляризуемости, — эмпирич. константа. Первый член (2)   учитывает   энергию   кулоновского притяжения разноимённо заряженных      ионов,      второй — энергию обменного отталкивания электронных оболочек,  третий  и четвёртый члены характеризуют энергию вз-ствия свободных зарядов ионов с диполями p_а p_b,  образовавшимися в результате поляризации каждого иона в электрич. поле др. иона, пятый — вз-ствие этих диполей друг с другом, шестой и седьмой  — энергию  деформации  диполей квазиупругом приближении).  Глу­па потенциальной ямы равна:

равновесное расстояние r₀ определя­ли ур-нием:

и равно сумме ионных радиусов атомов.

Ионное M. в. определяет структуру энергетику ионных кристаллов.

Для детального описания их структуры используют ф-лу (4), однако для оценки межатомных расстояний с уме­ренной точностью применяют аддитив­ную схему, основанную на системе ионных радиусов.

Металлич. М. в. иногда описывают модифициров. кулоновским потенциа­лом (наз. псевдопотенциалом), эффек­тивно учитывающим вз-ствие эл-нов с оболочкой ионов, с обрезанием на ма­лых расстояниях:

где v — заряд иона, равный числу эл-нов проводимости, приходящихся на один ион металла, e₀ и r₀ — пара­метры обрезания.

Для водородных связей вводят спец. потенциалы, гл. параметрами к-рых явл. r₀ и e, напр. используют ф-лу (1). Угловая же зависимость энергии водородной связи управляется ван-дер-ваальсовыми М. в., описываемыми атом-атомными потенциальными ф-циями (см. ниже). Так, угол О — Н...О, напр., не может быть острым, по­скольку в этом случае энергия ван-дер-ваальсова М. в. была бы слишком высокой.

Ван-дер-ваальсово М. в. описывают ф-лой Леннард-Джонса (потенциалом 6—12 Леннард-Джонса):

U (x) = e(x^-12 -2x^-6), (6)

где x=r/r₀, или ф-лой Букингема (трёхпараметровым потенциалом Бу­кингема 6-ехр):

  U(x)=- Ax^-6 + Bexp(-Cxr₀),    (7)

где А, В к С — эмпирич. параметры.

Расстояние r₀ в случае ван-дер-ваальсова М. в. обычно на 0,2—0,3 нм больше, а глубина потенциальной ямы e меньше на 3—4 порядка, чем при валентном М. в. Невалентное М. в. приближённо характеризуется ван-дер-ваальсовыми радиусами, к-рые примерно на 0,1 нм больше ковалентных радиусов. Сумма ван-дер-ваальсовых радиусов соответствует мин. расстоянию, на к-рое атомы могут сблизиться при нормальных условиях. Если r₀ для ковалентного М. в. с хорошей точностью равно сумме ковалентных радиусов атомов, то значение r₀ в ф-лах (6) и (7) больше суммы ван-дер-ваальсовых радиусов (превышение может достигать 0,1 нм).

Система ван-дер-ваальсовых радиу­сов, возникшая на основе многочисл. эксперим. данных, позволяет опреде­лять форму молекулы, если известны длины связей, валентные и двугран­ные углы (см. Молекула). Знание ван-дер-ваальсового «окаймления» молекул очень полезно при изучении структуры мол. кристаллов, а также жидкостей на основе принципа плот­ной упаковки молекул.

Более точное теор. изучение струк­туры мол. кристаллов и жидкостей проводят с помощью метода а т о м-а т о м н ы х   п о т е н ц и а л ь н ы х ф-ц и й. В его основе лежит предпо­ложение о том, что энергия кристалла представляет собой сумму энергий вз-ствня пар молекул, а энергия вз-ствия каждой пары молекул скла­дывается из ван-дер-ваальсовых М. в., описываемых потенциальными ф-циями (6) или (7). Такой метод оказыва­ется эффективным для исследования органич. кристаллов, построенных из атомов трёх-четырёх сортов. Так, зная эмпирич. константы e и r₀ в вы­ражении (6) или константы А, В, С в выражении (7), описывающих потен­циальную энергию вз-ствия атомов С...С и Н...Н, можно рассчитать струк­туру и термодинамические свойства многочисл. кристаллов углеводоро­дов.

Метод атом-атомных потенциальных ф-ций применяется и для расчётов конформаций (чаще всего в гибких органич. молекулах, в к-рых враще­ния вокруг хим. связей сравнительно свободны). Минимизируя энергию молекулы по внутр. геом. параметрам (в частности, по углам вращения), находят равновесную конформацию. Применение метода атом-атомных по­тенциальных ф-ций в сочетании с рент­геновским структурным анализом привело к увеличению точности и на­дёжности определения структурных параметров нек-рых белков, полисахаридов, ДНК и транспортных РНК.

Наряду с феноменологич. метода­ми, играющими важную роль в разл. приложениях, в изучении М. в. при­меняются методы решения многоэлектронной задачи для многоатомной молекулы или для двух взаимодейст­вующих молекул (см. Квантовая хи­мия). Подавляющее большинство та­ких методов основано на приближении самосогласованного поля. Неэмпирич. расчёты, проводимые на ЭВМ, поз­воляют получать всё большую инфор­мацию о М. в.

• Torrens I. M., Interatomic potentials, N. Y.— L., 1972; Китайгородский А. И., Молекулярные кристаллы, М., 1971; П о л и н г Л., Общая химия, пер. с англ., М., 1974.

В. Г. Дашевский, А. И. Китайгородский.

МЕЖДУНАРОДНАЯ ПРАКТИЧЕ­СКАЯ ТЕМПЕРАТУРНАЯ ШКАЛА

(МПТШ-68), установленная в 1968 Междунар. комитетом мер и весов температурная шкала, основанная на 11 реперных точках (см. табл.). В МПТШ-68 различают междунар. практич. темп-ру Кельвина (символ T₆₈) и междунар. практич. темп-ру Цельсия (символ t₆₈):

t₆₈=T₆₈-273,15 К. Промежуточные точки МПТШ-68 воспроизводятся по интерполяцион­ным ф-лам. В диапазоне между 13,81К и 630,74°С (точка затвердевания сурь­мы) в качестве эталонного прибора применяют платиновый термометр сопротивления (при Т<100 К при­меняют также германиевый термометр),

ОСНОВНЫЕ РЕПЕРНЫЕ (ПОСТОЯННЫЕ) ТОЧКИ МПТШ-68

* За исключением тройных точек и од­ной точки равновесного водорода (17,042 К), присвоенные значения темп-р действительны для состояний равновесия при давлении 101325 Па (1 норм. атмо­сфера).

401

 

 

ОСНОВНЫЕ И ПРОИЗВОДНЫЕ ЕДИНИЦЫ МЕЖДУНАРОДНОЙ  СИСТЕМЫ ЕДИНИЦ (СИ)

в диапазоне 630,74°С — 1064,43°С — термопару с электродами платинородий (10% Rh) — платина, выше 1337,58 К (1064,43°С) — спектраль­ный пирометр с реперной точкой 1064,43 °С. В области низких темп-р МПТШ-68 доведена до 13,81 К; темп-ры в интервале от 0,3 до 5,2 К опре­деляют по упругости паров жидкого ⁴Не (шкала 1958) и жидкого ³Не (шка­ла 1962); ещё более низкие — термо­метрами сопротивления (угольными, из сверхпроводящих сплавов и др.) и магн. методами (см. Низкие темпе­ратуры).

Темп-pa, определённая по МПТШ-68, в пределах погрешностей измере­ний совпадает с темп-рой по термодинамич. температурной шкале, приня­той в физике за основную.

• Международная практическая температур­ная шкала. МПТШ-68, М., 1971.

МЕЖДУНАРОДНАЯ СИСТЕМА ЕДИ­НИЦ (Systeme International d'Unites), система единиц физ. величин, принятая 11-й Генеральной конференцией по мерам и весам (1960). Сокр. обозначение системы — SI (в рус. транскрипции СИ). М. с. е. разработана с целью за­мены сложной совокупности систем единиц и отд. внесистемных единиц, сложившейся на основе метрической системы мер, и упрощения пользова­ния единицами. В СССР введена с 1982 (ГОСТ 8.417-81). Достоинствами СИ явл. её универсальность (охватывает все отрасли науки и техники) и сог­ласованность производных единиц, к-рые образуются по ур-ниям, не содержащим коэфф. пропорциональ­ности. Благодаря этому при расчё­тах, если выражать значения всех величин в единицах СИ, в ф-лы не

требуется вводить коэфф., зависящие от выбора единиц.

В табл. приведены наименования и обозначения (междунар. и рус­ские) осн., дополнит. и некоторых производных единиц М. с. е.

Первые три осн. единицы (метр, ки­лограмм, секунда) позволяют образо­вывать согласованные производные единицы для всех величин, имеющих механич. природу, остальные добав­лены для образования производных единиц величин, не сводимых к меха­ническим: ампер — для электрич. и магн. величин, кельвин — для тепло­вых, кандела — для световых и моль — для величин в области мол. физики и химии.

Наименования десятичных крат­ных единиц и дольных единиц образу­ются при помощи специальных при­ставок.

• Б у р д у н Г. Д., Справочник по Между­народной системе единиц, 3 изд., М., 1960; Сена Л. А., Единицы физических величин и их размерности, 2 изд., М., 1977; Ч е р т о в А. Г., Единицы физических величин, М., 1977.

МЕЖМОЛЕКУЛЯРНОЕ ВЗАИМО­ДЕЙСТВИЕ, взаимодействие электри­чески нейтральных молекул или ато­мов; определяет существование жид­костей и мол. кристаллов, отличие реальных газов от идеальных и про­является в разл. физ. явлениях. М. в. зависит от расстояния r между моле­кулами и, как правило, описывается потенц. энергией вз-ствия U(r) (по­тенциалом М. в.), т. к. именно ср. потенц. энергия вз-ствия определяет состояние и мн. св-ва вещества.

Впервые М. в. стал учитывать голл. физик Я. Д. ван дер Ваальс (1873) для объяснения св-в реальных газов и жидкостей. Он предположил, что на малых расстояниях r между моле­кулами действуют силы отталкивания, к-рые с увеличением расстояния сме­няются силами притяжения, и на ос­нове этих представлений получил ур-ние состояния реального газа (Ван-дер-Ваальса уравнение).

М. в. имеет злектрич. природу и складывается из сил притяжения (ориентационных, индукционных и ди­сперсионных)   и   сил   отталкивания.

Рис. 1. Электрич. диполи аb и cd при таком расположении притягиваются, т. к. разно­имённые заряды b и с взаимодействуют силь­нее, чем находящиеся на большем расстоянии друг от друга одноимённые заряды а и с (а также b и d).

Ориентационные силы действуют между полярными молекулами, т. р. молекулами, обладающими дипольными и квадрупольными электрич. моментами (см. Диполь). Сила притя­жения между двумя полярными моле­кулами максимальна в том случае, когда их дипольные моменты распола­гаются по одной линии (рис. 1) и за­висит от их взаимной ориентации (поэ­тому силы М. в. в этом случае и наз.

402

 

 

ориентационными).   Хаотич.   тепловое движение непрерывно меняет ориентацию полярных молекул, но, как показывает  расчёт,  среднее  по   всем   ориентациям значение силы имеет конечную, не равную нулю, величину. Потенц. энергия ориентац. М. в. U_ор(r)~p₁p₂r^-6,    где    р₁ и р₂ — дипольные моменты   взаимодействующих      молекул.   Соответственно    сила    вз-ствия F_ор=-дU_ор/дr~r^-7, т. е. F_op убывает расстоянием   значительно  быстрее, чем кулоновская сила  вз-ствия заряженных   ч-ц (F_кул ~ г^-2).

Индукционные (поляризационные) силы действуют между полярной и неполярной молекулами, а также между полярными молекулами. По­лярная молекула создаёт электрич. поле, к-рое поляризует др. молекулу — индуцирует в ней дипольный момент. Потенц. энергия М. в. в этом случае пропорц. дипольному моменту р₁ полярной молекулы и поляризуемости a₂ второй молекулы: U_инд ~p₁a₂r^-6. Индукц. силы F_инд ~ г^-7. Дисперсионное М. в. действует меж­ду неполярными молекулами. Его природа была выяснена только после создания квант. механики. В атомах и молекулах эл-ны сложным образом движутся вокруг ядер. В среднем по времени дипольные моменты неполяр­ных молекул оказываются равными нулю, но мгновенное значение дипольного момента может быть отлично от нуля. Мгновенный диполь создаёт электрич. поле, поляризующее сосед­ние молекулы,— возникает вз-ствие мгновенных диполей. Энергия взаимо­действия неполярных молекул есть ср. результат вз-ствия таких мгно­венных диполей. Потенц. энергия дис­персионного М. в. U_дисп (r) ~a₁a₂r^{-6, a F}_дисп ~ r^-7 (a₁ и a₂ — поляризуемости взаимодействующих молекул). М. в. данного типа наз. дисперсионным потому, что дисперсия света в в-ве определяется теми же св-вами молекул. Дисперсионные си­лы действуют между всеми молекулами и атомами, т. к. механизм их появле­ния не зависит от наличия у молекул (атомов) пост. дипольных моментов. Обычно эти силы превосходят по ве­личине как ориентационные, так и индукционные. Только при вз-ствии молекул с большими дипольными мо­ментами, напр. молекул воды, F_ор>F_дисп (в 3 раза для Н₂O). При вз-ствии же таких полярных моле­кул, как СО, HI, HBr и др., F_дисп в десятки и сотни раз превосходят все остальные. Существенно, что все три типа М. в. одинаковым образом убы­вают с расстоянием:

U=U_ор+U_инд+U_дисп ~r^-6.

Силы отталкивания действуют между молекулами на очень малых расстоя­ниях, когда приходят в соприкос­новение заполненные электронные оболочки атомов, входящих в состав молекул. Паули принцип запрещает проникновение заполненных электронных оболочек друг в друга. Воз­никающие при этом силы отталкива­ния зависят в большей степени, чем силы притяжения, от индивидуальных особенностей молекул. К хорошему согласию с данными экспериментов приводит допущение, что потенц. энергия сил отталкивания U_от воз­растает с уменьшением расстояния по закону U_от(r)~r^-12, т. е. F_от~r^-13.

Если принять, что U(r)=0 при r®¥, и учесть, что энергия притя­жения убывает с уменьшением рас­стояния пропорц. r^-6, а энергия оттал­кивания растёт ~r^-12, то кривая

Рис. 2. Зависимость потенц. энергии U(r) межмол. взаимодей­ствия от расстояния r между молекулами; r=s — наименьшее возможное расстоя­ние между неподвиж­ными молекулами; e — глубина потенц. ямы (определяющая энергию связи моле­кул).

 

U(r) будет иметь вид, изображён­ный на рис. 2. Минимуму U(r) соот­ветствует расстояние, на к-ром силы вз-ствия молекул равны нулю.

Рассчитать с достаточной точно­стью U(r) на основе квант. механики очень сложно, поэтому обычно под­бирают для U(r) ф-лу и входящие в неё параметры таким образом, чтобы проделанные с их помощью расчёты хорошо согласовались с экспернм. данными. Наиболее часто пользуются ф-лами Леннард-Джонса:

U(r)=-ar^-6+br^-12 и Букингема:

U(r)=—ar^-6+bехр(-cr),

где параметры а, b, с связаны про­стыми соотношениями с глубиной e и положением s потенц. ямы и опре­деляются из разл. эксперим. данных (коэфф. диффузии, теплопроводности и вязкости и т. д.).

Приведённые выше ф-лы игнори­руют ориентационные М. в., играю­щие исключительно важную роль в случае многоатомных молекул. Зави­симость U(r) от ориентац. М. в. осо­бенно существенна в кристаллах. Её можно учесть с помощью множителя, в к-рый входят углы, характеризую­щие взаимную ориентацию молекул, либо с помощью метода атом-атомных потенц. ф-ций (см. Межатомное вза­имодействие). В последнем случае по­тенциалы Леннард-Джонса и Букингема используют для описания взаимо­действий атомов, принадлежащих раз­ным молекулам.

Наряду с эмпирич. модельными подходами для изучения М. в. всё чаще используются методы квантовой химии. Расчёты потенц. поверхностей (зависимости энергии вз-ствия от

расстояния между молекулами и их взаимной ориентации) проведены в разл. приближениях для мн. димеров (пар молекул). Эти расчёты позволили не только количественно описать М.в., но и разобраться в их физ. природе. Так, оказалось, что во мн. случаях М. в. в значит. степени определяется переносом заряда с одной молекулы на другую, что не учитывали классич. представления о М. в.

• Радченко И. В., Молекулярная фи­зика, М., 1965; К о у л с о н К., Межатом­ные силы — от Максвелла до Шредингера, «УФН», 1963, т. 81, в. 3; Г и р ш ф е л ь д е р Дж., К е р т и с с Ч., Б е р д Р., Молеку­лярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961.

Г. Я. Мякишев.

МЕЗОАТОМ, атом, в к-ром один из эл-нов оболочки замещён отрицатель­но заряженными мюоном (m^-) или адроном (p^--, К^--мезонами и др.). Существование М. было предсказано амер. физиком Дж. Уилером в 1949; в 1970 было доказано существование М., в к-рых электрон замещён S^-- и X^--гиперонами или антипротоном. Радиусы М. в невозбуждённом состоя­нии r=5,3•10^-9/mZ см, где Z — заряд ядра, а m приближённо равно отно­шению массы мезона к массе элект­рона.

Наиболее изучены М., состоящие из ядра водорода и m^- (r=2,8•10^-11см), p^- (r=2,2•10^-11 см), или К^- (r=0,8•10^-11 см). Такие М. подобно нейтронам могут свободно проникать внутрь электронных оболочек др. ато­мов, приближаться к их ядрам и слу­жить причиной многочисл. процессов: образования  м е з о м о л е к у л,  ка­тализа ядерных реакций, перехвата ме­зона ядрами др. атомов и т. д. В М. мезоны расположены в сотни раз бли­же к ядру, чем эл-ны. Напр., радиус ближайшей к ядру орбиты m^- в М. свинца почти в два раза меньше, чем радиус ядра свинца, т. е. в М. свинца m^- осн. часть времени проводит внут­ри ядра. Это позволяет использовать св-ва М. с m^- для изучения формы и размеров ядер, а также для изучения распределения электрич. заряда по объёму ядра; p^-- и К^--М. использу­ются также для изучения сильных взаимодействий и распределения ней­тронов в ядрах (см. Ядро атомное). Образование М. происходит при тор­можении мезонов, получаемых в ми­шенях. Захват мезона на мезоатомную орбиту сопровождается выбросом од­ного из ат. эл-нов, обычно внешнего. Напр., если пучок m^- направить в камеру с жидким водородом, то они постепенно теряют свою энергию в столкновениях с атомами водорода, пока их энергия не станет £1 кэВ. При этом, если они подходят близко к ядру атома водорода и образуют с ним электрич. диполь, поле к-рого не в состоянии удержать ат. эл-н, то атом водорода теряет свой эл-н, а m^-остаётся связанным с ядром (прото-

403

 

 

ном, дейтроном, тритоном). Как пра­вило, все М. образуются в высоковоз­буждённых состояниях. В дальней­шем мезоны переходят в менее воз­буждённое состояние, освобождая энергию в виде g-квантов (мезонное g-излучение) или оже-электронов (см. Оже-эффект).

На процесс образования М. влияет строение электронной оболочки мо­лекул, в состав к-рых входит атом. Это позволяет изучать электронную структуру молекул, исследуя рент­геновское излучение М. и продукты яд. реакций с ядром М. (см. Мезонная химия).

• Вайсенберг А. О., Мю-мезон, М., 1964; Б а р х о п  Э., Экзотические атомы, «УФН», 1972, т. 106, в. 3. Л. И. Пономарёв.

МЕЗОМОРФНОЕ СОСТОЯНИЕ ве­щества, то же, что и жидкокристаллич. состояние. См. Жидкие кристал­лы.

МЕЗОННАЯ ФАБРИКА (мезонный генератор), линейный или циклич. резонансный ускоритель протонов, предназначенный для эксперимен­тов с интенсивными мезонными пуч­ками.

МЕЗОННАЯ ХИМИЯ, метод изучения структуры в-ва (возник в 60-х гг. 20 в.), к-рый использует известные св-ва мюонов (m^±), p^- и К-мезонов для получения данных об электронной оболочке молекул, кристаллич. и магн. структуре в-в, скоростях хим. реакций и т. д. В М. х. можно выде­лить четыре осн. направления иссле­дований: p^-- и m^--M. х., изучение поведения m⁺ в в-ве и реакций мюония (связанной системы m⁺ е^-).

В основе p^--М. х. лежит использо­вание яд. реакции перезарядки p^-на ядрах водорода: p^-+р®n+p°. Вероятность w этой реакции очень сильно зависит от заряда Z (в ед. за­ряда протона е) ядра атома Z, с к-рым связан водород в соединении Z_mH_n, и равна: w(Z_mH_n)»a(n/m)Z^-3. Кроме того, коэфф. а в этой ф-ле даже при одном и том же Z зависит от типа хим. связи между атомами Н, в част­ности от степени ионности (полярно­сти) связи. Т. о., p^--мезонный метод позволяет надёжно отличить хими­чески связанный водород от свобод­ного. Напр., для аммиака NH₃ и эк­вивалентной ему механич. смеси N₂+3Н₂   измеренное   отношение

w(NH₃)/¹/₂w(N₂+3H₂)»¹/₁₀.

В основе m^--М. х. лежит измерение энергий и интенсивностей отд. линий рентгеновских серий в мюонных ато­мах (см. Мезоатом) разл. хим. эле­ментов. При захвате m^- ядром на возбуждённые уровни и последующих переходах в осн. состояние испуска­ются характерные для каждого эле­мента g-кванты. Энергия излучаемых мезорентгеновских серий явл. хар-кой хим. элемента, ядро к-рого вместе с мюоном образует мезоатом. Такой спектральный анализ элементного состава в-в по существу ничем не от­личается от обычного спектрального анализа. Однако в отличие от рент­геновских серий обычных атомов, относит. интенсивность отд. линий рентгеновских серий мезоатома за­висит от вида хим. соединения, в к-рое входит исследуемый элемент. Это св-во рентгеновского излучения m^--атомов положено в основу идеи нового метода анализа в-ва в закры­тых контейнерах, к-рый в принципе позволяет определить не только эле­ментный состав образца, но также и вид хим. соединения, составленного из этих элементов.

При изучении св-в в-ва с помощью m⁺ и мюония (Mu) используется на­личие спина у мюона и эл-на, а также факт несохранения четности при рас­паде m⁺®e⁺+v_e+v^~_m. Направление вылета е⁺ в этой реакции коррелированно с направлением спина m⁺ . По­этому в магн. поле вследствие прецес­сии спина мюона с частотой w^m= еН/m_mс (где H — напряжённость магн. поля, m_m, е — масса и электрич. заряд мюона) будет периодически меняться также интенсивность позит­ронов, вылетающих в нек-ром фиксиров. направлении (рис.);

 

Схема наблюдения спи­на мюона (m⁺ ). Магн. поле перпендикулярно плоскости рисунка; толстая стрелка — на­правление спина m⁺ .

 

это даёт возможность следить за направле­нием спина m⁺. Т. о., m⁺ , а также мюоний представляют собой по суще­ству меченые атомы (см. Изотопные индикаторы), за движением к-рых можно проследить от момента их рож­дения до момента распада. В част­ности, локальные магн. поля в кри­сталле взаимодействуют со спином m⁺ и изменяют картину прецессии его спина, что позволяет делать заключе­ния о величине и распределении внутр. магн. полей в кристалле, изу­чать диффузию мюонов в кристаллах, обнаруживать фазовые переходы с изменением магн. структуры и т. д. Мюоний явл. аналогом атома водо­рода, поэтому, исследуя реакции мюония, можно сделать заключения о реакциях атомарного водорода. Т. к. спин мюония (в ортосостоянии) ра­вен 1, а приведённая масса прибл. равна массе эл-на, частота его пре­цессии составляет wMu» еН/2m_ес. При вступлении мюония в хим. реак­цию связь между m⁺ и е^- разрыва­ется и характер прецессии резко меняется, что позволяет определить абс. скорость хим. реакций мюония, а следовательно, и реакций атомарно­го водорода. С помощью мюония уда­лось моделировать состояние водород­ного атома в полупроводниках, раст­ворах и т. д.

• Герштейн С. С. [и др.], Мезоатомные процессы и модель больших мезомолекул, «УФН», 1969, т. 97, в. 1; Гольданский В. И., Ф и р с о в В. Г., Химия новых атомов, «Успехи химии», 1971, т. 40. в. 8; Г у р е в и ч И. И., Никольский Б. А., Двухчастотная пре­цессия m⁺ -мезона в атоме мюония, «УФН®, 1976, т. 119, в. 1.

Л. И. Пономарев.

МЕЗОНЫ, нестабильные элем. части­цы, принадлежащие к классу адронов; в отличие от барионов, М. не имеют барионного заряда и обладают нуле­вым или целочисленным спином (явл. бозонами). Назв. «М.» (от греч. mesos — средний, промежуточный) свя­зано с тем, что массы первых откры­тых мезонов — пи-мезона, К-мезона — имеют значения, промежуточные между массами протона и эл-на. (Мюоны, первоначально названные мю-мезонами, не относятся к М., т. к. имеют спин ¹/₂ и не участвуют в силь­ном взаимодействии.) В дальнейшем было открыто много др. М. с очень малыми временами жизни (т. н. бозонные резонансы), причём масса нек-рых из них превышает массу протона. Существуют М. нейтральные и заря­женные (с положит. или отрицат. элем. электрич. зарядом), с нулевой (напр., p-М.) и ненулевой (напр., К-М.) странностью, «очарованием» и т. д. Согласно кварковой модели адро­нов, М. состоит из кварка и антиквар­ка.

См. Элементарные частицы.

МЕЗОНЫ СО СКРЫТЫМ «ОЧАРО­ВАНИЕМ» (чармоний), семейство тя­жёлых адронов, состоящих из «оча­рованных» кварка (с) и антикварка (с^~). Назв. связано с тем, что квант. число «очарование» у с и с противо­положны, так что суммарное «очаро­вание» равно нулю. Второе назв. «чар­моний» ч-цам (cc^~) было дано по анало­гии с позитронием, имеющим сходные структуру и уровни энергии.

Скрытое «очарование» — понятие теоретическое; экспериментально оно проявляется в том, что обладающие им ч-цы легко распадаются на «оча­рованные» частицы, если распад раз­решён законом сохранения энергии, а их переходы в обычные («неочарован­ные») ч-цы сильно подавлены (проте­кают с малой вероятностью). Поэтому такие мезоны с массой, меньшей двух масс самых лёгких из «очарованных» ч-ц — D-мезонов, имеют аномально малые ширины (большое время жиз­ни). Подавление распадов на обычные адроны связывают с малой вероят­ностью процесса аннигиляции тяже­лых с- и с^~-кварков в глюоны.

Первой открытой ч-цей из семейст­ва М. со с. «о.» был J/y-мезон с массой 3,096 ГэВ, спином 1, положит. внутр. чётностью и отрицат. зарядовой чёт­ностью. Он был открыт в 1974 в США независимо двумя группами экспери­ментаторов: на протонном ускорителе в Брукхейвене (при бомбардировке протонами ядер Be) и на ускорителе со встречными электрон-позитронными пучками в Станфорде (руководители групп С. Тинг и Б. Рихтер за открытие

404

 

 

J/y получили в 1976 Нобелевскую премию). Первая группа назвала ме­зон J, а вторая — y, с чем и связано двойное назв. ч-цы. Открытие J/y вызвало огромный интерес вследствие необычности св-в этой ч-цы: при столь большой массе вероятность её распа­да, характеризуемая шириной, ока­залась очень малой — ок. 60 кэВ, что на три-четыре порядка меньше, чем для всех известных ранее тяжё­лых мезонов (бозонных резонансов). Последующие эксперим. и теор. иссле­дования привели к установлению су­ществования новых семейств адронов— М. со с. «о.» и «очарованных» ч-ц. Почти сразу вслед за J/y в Станфорде был открыт y'-мезон с массой 3,684ГэВ к шириной 220 кэВ, а позднее — целое семейство ч-ц с теми же квант. чис­лами; всех их обозначают общим символом y, указывая в скобках массу в МэВ. Более высокие по сравнению y' возбуждения в серии y-частиц лежат выше порога рождения двух «очарованных» мезонов и распадаются на них с ширинами в неск. десятков Мэв. Характерное св-во этих мезо­нов — распад в определённую пару очарованных» мезонов, напр. D*D^~*,

но не   DD^~.

Др. важный класс ч-ц, отвечающих уровням чармония,— т. н. «проме­жуточные уровни» c массы к-рых лежат между массами J/y и y'. Мезоны c были открыты в каскадных радиац. переходах типа

y'®g+c®g+g+y.

Самым низшим в ряду чармония должно быть псевдоскалярное (т. е. со спином 0 и отрицат. внутр. чётностью) остояние, обозначаемое h_с. Длит. поиски этого состояния на опыте, по-видимому, увенчались успехом летом 1979. В радиац. распадах J/y

и  y'-мезонов обнаружено состояние с массой 2,976 ГэВ, к-рое естественно отождествить с h_с.

Классификация М. со с. «о.» осно­вана на кварковой модели адронов. Г. к. «очарованные» кварки — тяжёлые, то, по-видимому, можно пользоваться нерелятив. картиной их

вз-ствия.     Поэтому часто   используют обычные атомарные спектроскопич. обозначения (см. Атом). Напр., y (3096) идентифицируется с состояни-

ем 1³ S₁ [гл. квант, число n=1, орбит. квант. число l=0 (S-волна), суммар­ный спин кварков 1, мультиплетность 3 (верхний индекс у буквы слева), полный момент кол-ва движения 1 (нижний индекс у буквы справа)]. Мезоны y- и c-серий относятся к орточармонию (спин 1), причём y-частицы представляют собой S-волновые со­стояния, а c — P-волновые (l=1). Мезоны серии h_с отождествляют с парачармонием — состоянием с нулевым полным спином «очарованных» квар­ков. На рис. приведены массы (в ГэВ) известных ч-ц из серии чармо­ния. Для лёгких мезонов указаны также наиб. вероятные значения спина и спектроскопич. обозначения.

Кварковая модель позволяет пред­сказать мн. характеристики М. со с. «о.», к-рые находятся, по крайней мере, в качеств. согласии с опытом. Последним и весьма важным подт­верждением теории явилось открытие h_с-мезона (см. выше) с массой, предска­занной ранее теоретически. • Рихтер Б., От y к очарованию, пер. с англ., «УФН», 1978, т. 125, в. 2, с. 201; Т и н г С., Открытие J-частицы, там же, с. 227.

В. И. Захаров.

МЕЙСНЕРА ЭФФЕКТ, полное вытес­нение магн. поля из металлич. про­водника, когда последний становится сверхпроводящим (при понижении темп-ры и напряжённости магн. поля ниже критич. значения Н_к). М. э. впервые наблюдался нем. физиками В. Мейснером (W. Meissner) и Р. Оксенфельдом (R. Ochsenfeld) в 1933. Соотношение B=H+4pJ=(1+4pc)H между магн. индукцией В, напряжён­ностью магн. поля Н и намагничен­ностью металла J показывает, что, согласно М. э. (когда B=0), идеальный сверхпроводник ведёт себя как идеа­льный диамагнетик с аномально большой магн. восприимчивостью c=-1/4p. При М. э. внеш. магн. поле оказывается заэкранированным диамагн. токами, возникающими в тон­ком поверхностном слое сверхпровод­ника. В недостаточно чистых метал­лах и в сплавах наблюдается частич­ное «замораживание» магн. поля в объ­ёме сверхпроводника, т. е. неполнота М. э. (см. подробнее Сверхпроводи­мость, Сверхпроводники).

МЕМБРАНА (от лат. membrana — кожица, перепонка) в акустике, гиб­кая тонкая плёнка, приведённая внеш. силами в состояние натяжения и обладающая вследствие этого упру­гостью. От М. следует отличать пла­стинку, упругость к-рой зависит от её материала и толщины. Примеры М.— кожа, натянутая на барабане, тонкая металлич. фольга, играющая роль подвижной обкладки конденса­торного микрофона. Собств. колебания М. представляются системами стоячих волн с той или иной картиной узловых линий, к-рые разделяют части М., ко­леблющиеся с противоположными фазами (рис.); внеш. контур, по к-рому зажимается М., всегда является узловой линией, если закрепление

таково, что отсутствует смещение, перпендикулярное плоскости М. Разл. системам стоячих волн соответствуют разл. частоты колебаний, совокуп­ность к-рых определяет дискр. спектр собств. частот М. Вынужденные коле­бания М. под действием сосредоточенных или распределённых периодич. внеш. сил происходят с частотой внеш. воздействия; при её совпадении с одной из собств. частот М. имеет ме­сто резонанс.

 

Форма нек-рых собств. колебаний мембраны: а — прямоугольной; б — круглой. Стрел­ками указаны узловые линии; i, k — номера гармоник.

 

МЕНИСК (от греч. meniskos — полу­месяц), искривлённая свободная по­верхность жидкости вблизи границы её соприкосновения с тв. телом (напр., у стенок сосуда). В капиллярных труб­ках М. имеет сферич. форму — вог­нутую, если имеет место смачивание, и выпуклую — при отсутствии смачи­вания. Давление паров над вогнутой поверхностью ниже, а над выпуклой выше, чем над плоской поверхностью жидкости. Этим объясняются всасы­вание жидкости в капилляры, капил­лярная конденсация и др. (см. Капил­лярные явления).

МЕНИСКОВЫЕ СИСТЕМЫ, разновидность оптич. зеркально-линзовых систем, в к-рых перед сферич. зерка­лом (или системой зеркал и линз) устанавливается один или неск. ахроматич. менисков (выпукло-вогнутых линз, ограниченных сферич. поверх­ностями). М. с. изобретены в 1941 Д. Д. Максутовым (СССР) и незави­симо Д. Габором (Великобритания).

Менисковые линзы с мало отличаю­щимися радиусами кривизны поверх­ностей явл. компенсаторами, т. е. они мало влияют на общий ход лучей, но заметно уменьшают абер­рации оптических систем, в состав к-рых входят. Мениск практически ахроматичен по отношению к парал-

405

 

 

лельному пучку лучей, если величина (R₁-R₂)/d близка к 0,6 (R₁, R₂ — радиусы кривизны поверхностей ме­ниска, d — его толщина; рис. 1, а, б). Можно подобрать R₁ и R₂ так, чтобы положит, сферич. аберрация мениска

 

 

Рис. 1. Оптич. схемы простейших менисковых систем. М — ахроматич. мениск; 3 — во­гнутое сферич. зеркало; F — фокус системы.

 

компенсировала отрицат. сферич. аберрацию зеркала. Кома в М. с. за­висит от расстояния между мениском и зеркалом и при определённом поло­жении мениска равна нулю. Астиг­матизм простейших М. с. мал, а кривизна поля изображения значи­тельна, поэтому фотографирование в М. с. производится на определённым образом изогнутых фотоплёнках. Од­нако применение дополнит. коррекционной линзы, исправляющей как кривизну поля, так и дисторсию, де­лает возможным фотографирование

Рис. 2. Двойные ахроматич. мениски, в к-рых дисперсия первой линзы компенси­руется дисперсией второй.

 

в М. с. и на плоских пластинках и плёнках. В М. с. большой светосилы с одним мениском появляется неболь­шая хроматич. аберрация, т. и. х р о м а т и з м   у в е л и ч е н и я. Его устраняют, применяя пары противо­положно ориентированных менисков (рис. 2, а, б. в).

Практич. применение М. с. получи­ли в астрономии, в т. н. мениско­вых телескопах (наз. также телескопами Максутова), к-рые обес­печивают достаточно большое поле зрения (до 5°) и светосилу. М. с. при­меняются также в системах слеже­ния за ИСЗ.

М. с. компактнее др. оптич. систем со сравнимыми параметрами, что упрощает управление менисковыми телескопами с помощью часовых ме­ханизмов. Осн. поверхности М. с. просты по форме (сферические), вследствие чего М. с. относительно просты в изготовлении и допускают простой и точный оптич. контроль. Исправление всех осн. аберраций приводит к высокому качеству изоб­ражения не только в центре поля наб­людения, но при больших полях и на их краях.

• Максутов Д. Д., Астрономическая оптика, М.—Л., 1946; В о л о с о в Д. С., Теория менисковых систем, «ЖТФ», 1945, т. 15, в. 1—2.

Г. Г. Слюсарев.

МЕРЫ, средства измерений, предна­значенные для воспроизведения физ. величин заданного размера. Наряду с простейшими М., такими, как М. массы (гири) или М. вместимости (мерные стаканы, цилиндры и т. д.), к М. относятся и более сложные устройства, напр. нормальные эле­менты (М. эдс), катушки электрич. сопротивления, светоизмерит. лампы и др. М. подразделяются на о д н о з н а ч н ы е (воспроизводящие физ. величину одного размера) и  м н о г о з н а ч н ы е (обеспечивающие вос­произведение ряда величин разл. раз­мера, напр. неск. длин). Примеры пер­вых — гиря, измерит. колба, катушка индуктивности; вторых — линейка со шкалой, конденсатор перем. ёмкости, вариометр индуктивности. Из М. могут составляться наборы (гирь, концевых М. длины и пр.) для ступенчатого воспроизведения ряда одноимённых величин в определённом диапазоне значений. Наборы М. электрич. ве­личин иногда снабжаются переклю­чателями и образуют магазины (элект­рич. сопротивлений, ёмкостей и др.). Под  н о м и н а л ь н ы м значе­нием М. понимается значение вели­чины, указанное на М. или приписан­ное ей (гиря в 1 кг, катушка сопро­тивления в 1 Ом), под  д е й с т в и т е л ь н ы м  значением М.— значение величины, фактически воспроизводи­мой М., определённое настолько точно, что его погрешностью можно пренеб­речь при использовании М. Разность между номин. и действит. значениями М. приближённо равна погрешности М. От М. требуется, чтобы они были стабильными во времени. В зависимо­сти от уровня допускаемых погрешно­стей М. могут подразделяться на клас­сы точности. М. используют в ка­честве эталонов, образцовых или ра­бочих средств измерений. Образцовые М. получают значения от эталонов и применяются для поверки рабочих М. Физ. условия (темп-pa, давление, влажность и др.), в к-рых погрешно­сти М. не превышают допустимых пределов, указываются в инструк­циях по применению и поверке М. Отд. категорию М. составляют образ­цовые в-ва — чистые или приготовлен­ные по особой спецификации, обла­дающие известными и воспроизводи­мыми св-вами, напр. чистая вода, чи­стые газы (Н₂, O₂), чистые металлы (Zn, Ag, Au, Pt), бензойная к-та. К М. относятся и получающие всё более широкое распространение стан­дартные образцы, обладающие опре­делёнными физ. св-вами (напр., об­разцы стали определённого состава, твёрдости и т. д.).

• Б у р д у н Г. Д., Марков Б. Н., Ос­новы метрологии, 2 изд., М., 1975; Широ­ков К. П., Общие вопросы метрологии, М., 1967.

К. П. Широков.

МЕРЫ ВМЕСТИМОСТИ (объёма) жид­костей и газов, служат для воспроизведения объёмов заданных размеров; представляют собой стеклянные или металлич. сосуды разл. формы, на к-рые наносится отметка (однознач­ные меры) или ряд отметок (много­значные меры), позволяющие опре­делять объёмы. М. в. градуируют в м³ или литрах (1л=1 дм³) и в доль­ных от них единицах. К М. в. от­носятся разл. рода мерники, резер­вуары, мерные кружки и колбы, измерит. цилиндры, мензурки, пипетки, бюретки и др. По метрологич. назначению М. в. подразделяются на образцовые и рабочие (см. Меры). 9 ГОСТ 1770—74. Посуда мерная лаборатор­ная стеклянная. ГОСТ 20292—74. При­боры мерные лабораторные стеклянные.

К. П. Широков.

МЕРЫ ДЛИНЫ, служат для воспро­изведения длин заданного размера. М. д. подразделяются на штриховые, концевые и штрихо-концевые. Раз­меры штриховых М. д. определяются расстоянием между нанесёнными на них штрихами, концевых — расстоя­нием между измерит. поверхностями, ограничивающими меры. Штрихо-кон­цевые М. д.— это концевые меры, па к-рых дополнительно нанесены штри­хи, соответствующие дольным ед. дли­ны.

Штриховые М. д. бывают одно­значные и многозначные (см. Меры). Конструктивно они обычно выполня­ются в виде стержней (брусков) и лент, имеют номин. значения от 0,1 мм (измерит. шкалы) до десятков метров (ленты, проволоки, рулетки). Штриховыми М. д. явл. также шкалы оптико-механич. приборов (измерит. микроскопов, микрометров и др.) и настроечных устройств станков.

Штриховые М. д. подразделяются на шесть классов точности: 0; 1; 2; 3; 4 и 5, относит. погрешности к-рых лежат в пределах от 0,5•10^-6 (для класса 0) до 5•10^-5 (для класса 5). Концевые М. д. бывают только од­нозначные, четырёх классов точности: 0; 1; 2 и 3, относит. погрешности к-рых лежат в пределах от 2•10^-6 (класс 0) до 2•10^-5 (класс 3).

По метрологич. назначению М. д. подразделяются на образцовые и ра­бочие (подробнее см. ст. Меры).

• ГОСТ 9038—73. Меры длины концевые плоскопараллельные; ГОСТ 12069—78. Меры длины штриховые брусковые; ГОСТ 13581 — 68. Меры длины концевые плоскопараллель­ные из твердого сплава.

К. П. Широков.

МЕРЫ УГЛОВЫЕ, служат для вос­произведения углов заданных разме­ров. М. у. бывают однозначные (уг­ловые плитки) и многозначные (мно­гогранные призмы, лимбы, круговые шкалы и диски делит. головок, рис.). Угловые плитки представляют собой стальные плитки толщиной 5 мм с одним или четырьмя двугранными углами, образованными боковыми (ра­бочими) поверхностями плитки. Плит­ки с рабочими углами от 1' до 100° комплектуются в наборы так, чтобы из трёх — пяти мер можно было сос­тавлять блоки с интервалами через 1°, 1' или 15". Угловые плитки изготов-

406

 

 

Призматич. угловые меры (греч. буквами обозначены воспроизводимые ими углы, раз­меры даны в мм).

 

ляют трёх классов точности: 0;  1;  2;

с погрешностями до 3" (у класса 0) и до 30" (у второго класса). Многогранные призмы изготовляют из стекла, плавленого кварца и стали с числом граней до 36, иногда до 72. I Допустимые отклонения рабочих углов  составляют ±5" для класса 0 и ±30" для второго класса точности. Лимбы изготовляют с ценой деления 1 от 1' до 10" и более и погрешностями 1 от 1 до 10". По метрологич. назначе­нию М. у. подразделяются на образ­цовые и рабочие (см. Меры). • ГОСТ 2875—75. Меры угловые призмати­ческие.

К. П. Широков.

МЕРЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕЛИ­ЧИН, служат для воспроизведения электрич. величин заданного разме­ра. К М. э. в. относятся измерит. резисторы (катушки сопротивления), катушки индуктивности и взаимной индуктивности, измерит. конденса­торы, меры электродвижущей силы (нормальные элементы) и др. Нек-рые М. э. в. выполняются регулируемы­ми (многозначными), воспроизводящи­ми величины в определённом диапа­зоне (напр., конденсаторы перемен­ной ёмкости, вариометры индуктив­ности). По метрологич. назначению М. э. в. подразделяют на образцовые и рабочие (см. Меры). Обычно М. э. в. применяют в мостовых или компенсац. измерит. установках, позволяющих осуществлять измерения с более вы­сокой точностью, чем непосредственно приборами прямого преобразования (см. Компенсационный метод изме­рений). Изготовляют М. э. в. разл. классов точности. Резисторы — семи классов точности (ГОСТ 23737—79): 0,0005; 0,001; 0,002; 0,005; 0,01; 0,02 и 0,05 (числа указывают пределы допустимых отклонений сопротивле­ния от номин. значения в %); конден­саторы (магазины ёмкости) — пяти классов (ГОСТ 6746—75): 0,05; 0,1; 0,2; 0,5; 1; катушки индуктивности — семи классов (ГОСТ 21175—75): 0,01; 0,02; 0,05; 0,1; 0,2; 0,5; 1; нормаль­ные элементы (ГОСТ 1954—75) — с пределами годовой нестабильности от 0,001 до 0,02%.

М. э. в.   позволяют   воспроизводить олектрич.    величины    в    диапазонах

10^-5—10⁹ ом, 10^-8—10 Гн, 10^-3— 10⁸ пФ.

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

К. П. Широков.

МЁССБАУЭРА ЭФФЕКТ (ядерный g-резонанс), испускание или поглощение g-квантов ат. ядрами, связанными в тв. теле, не сопровождающееся изме­нением внутр. энергии тела, т. е. испусканием или поглощением фоно­нов. Открыт нем. физиком Р. Мёссбауэром (R. Mőssbauer) в 1958. Таким переходам ядер соответствуют очень узкие линии испускания и поглощения g-лучей, обладающие естеств. шириной Г=ћ/t (t — ср. время жизни возбуждённого состоя­ния ядра, участвующего в g-переходе; см. Ширина спектральных ли­ний) и энергией ξ₀, равной энергии перехода.

При испускании или поглощении ядром g-кванта система, содержащая это ядро, приобретает импульс p =ξ₀/c, где ξ₀ — энергия g-кванта, соответствующего данному квант. пе­реходу. Этому импульсу отвечает энер­гия Dξ= p²/2М, где М — масса сис­темы. В результате отдачи линии ис­пускания и поглощения свободного и неподвижного ядер смещены в разные стороны от ξ₀ на величину 2Dξ= ξ²₀/Мс² и уширены (см. Резонансное поглощение). В тв. теле благодаря вз-ствию атомов энергия отдачи пре­вращается в энергию колебаний крист. решётки; т. е. отдача приводит к рождению добавочных фононов. Если энергия отдачи (на одно ядро) меньше ср. энергии фонона, характерной для данного кристалла, то не каждый акт поглощения g-кванта будет сопрово­ждаться рождением фонона. В таких «бесфононных» случаях внутр. энер­гия кристалла не изменяется. Кинетич. же энергия, к-рую приобретает кристалл в целом, воспринимая им­пульс отдачи, пренебрежимо мала (массу кристалла можно рассматри­вать бесконечно большой по сравне­нию с массой отд. атома).

Вероятность такого процесса до­стигает неск. % и десятков % при ξ₀£150 кэВ. При увеличении энер­гии вероятность возбуждения фоно­нов при отдаче ядра растёт и вероят­ность М. э. быстро убывает. Вероят­ность М. э. возрастает при пониже­нии темп-ры Т (уменьшается вероят­ность возбуждения фононов при от­даче). Обычно для наблюдения М. э. необходимо охлаждать источник и поглотитель g-квантов до темп-ры жидкого азота или жидкого гелия, однако для g-переходов очень низких энергий (напр., ξ₀=14,4 кэВ для g-перехода ядра ⁵⁷Fe или 23,9 кэВ для g-перехода ядра ¹¹⁹Sn) М. э. можно наблюдать до T~1000°C. Вероятность М. э. тем больше, чем больше харак­терная для данного кристалла ср. энергия фононов (чем больше Дебая температура кристалла).

Исключительно малая ширина ре­зонансных линий (10^-10 эВ) позволяет использовать М. э. для измерения малых сдвигов энергии g-квантов, вызванных теми или иными воздей­ствиями на излучающее или поглоща­ющее ядро или g-квант. Напр., если сдвиг обусловлен ядерным Зеемана эффектом, измерение зеемановских расщеплений позволяет определить внутр. магн. поля, действующие на ядра (см. Мёссбауэроеская спектро­скопия).

Измерение вероятности М. э. и её зависимости от темп-ры позволяет по­лучить сведения об особенностях вз-ствия атомов в тв. телах и о коле­баниях атомов в крист. решётке. Из­мерения, в к-рых используется М. э., отличаются высокой избирательно­стью, т. к. в каждом эксперименте резонансное поглощение наблюда­ется только для ядер одного сорта. Это позволяет эффективно приме­нять М. э. в тех случаях, когда атомы, на ядрах к-рых наблюдается М. э., входят в состав тв. тел в виде приме­сей. М. э. используется для исследо­вания электронных состояний при­месных атомов в металлах и полупро­водниках и для изучения особенностей колебаний примесных атомов в кри­сталлах. М. э. применяется в биоло­гии (напр., исследование электронной структуры гемоглобина), в геологии (разведка и экспресс-анализ руд), для целей хим. анализа, для измере­ния скоростей и вибраций. М. э. наблюдается для 73 изотопов 41-го элемента; самым лёгким среди них явл. ⁴⁰К, самым тяжёлым — ²⁴³Am.

• Эффект Мессбауэра. Сб. статей, под ред. Ю. Кагана, М., 1962; Мессбауэр Р., Эффект RK и его значение для точных изме­рений, в кн.: Наука и человечество, М., 1962; Фрауэнфельдер Г., Эффект Мессбауэра, пер. с англ., М., 1964; Шпи­нель В. С., Резонанс гамма-лучей в кри­сталлах, М., 1969; Химические применения мессбауэровской спектроскопии, пер. с англ., М., 1970.

Н. Н. Делягин.

МЁССБАУЭРОВСКАЯ СПЕКТРОСКО­ПИЯ, метод изучения вз-ствия ядра с электрич. и магн. полями, создавае­мыми его окружением, основанный на использовании Мессбауэра эффекта. Эти вз-ствия вызывают сдвиги и рас­щепления уровней энергии ядра, что проявляется в сдвигах и расщеплени­ях мёссбауэровских линий. Энергия таких вз-ствий £10^-4 эВ, однако сверхтонкая структура мессбауэров­ской линии легко наблюдаема благода­ря малой естеств. ширине линии. Для этого используется Доплера эффект. Источнику g-излучения сообщается скорость v (относительно поглотите­ля), при этом энергия g-кванта меня­ется на величину Dξ = ξ₀v/с (ξ₀— энергия g-перехода). Скорости v в интервале 0,1 —1,0 см/с приводят к смещению линии на величину по­рядка её естеств. ширины.  М ё с с б а у э р о в с к и е  с п е к т р о-

407

 

 

м е т р ы (рис. 1) измеряют зависи­мость резонансного поглощения g-квантов от скорости источника V. Максимум поглощения наблюдается, когда сдвиг мёссбауэровской линии, вызванный этим вз-ствием, компен­сируется доплеровским сдвигом.

Важнейшими   типами   вз-ствий   ат. ядра    с    внеядернымн    полями    явл. электрич. монопольное, электрич. квадрупольное и магн. дипольное вз-ствия.

Рис. 1. Схема мёсобауэровского спектрометра.

Рис. 2. Сдвиг 6 и расщепление мёссбауэров­скои линии.

 

Электрич. монопольное вз-ствие (вз-ствие ядра с электростатич. полем, создаваемым в области ядра ок­ружающими его эл-нами) приводит к изомерному хим. сдвигу g-линии (рис. 2, а, б), к-рый наблюдается, если источник и поглотитель химиче­ски не тождественны. Изомерный сдвиг (d) пропорц. электронной плот­ности вблизи ядра, и его величина — важная хар-ка хим. связи атомов в тв. телах. По величине d можно су­дить о степени «ионности» и «ковалентности» хим. связи, об электроотрица­тельности атомов, входящих в сос­тав молекул и т. д. Исследование хим. сдвигов позволяет также получать сведения о распределении заряда в ядрах.

Электрическое квадрупольное вз-ствие — вз-ствие электрич. квадрупольного момента ядра Q с неоднородным электрич. полем — приводит к расщеплению яд. уровней, в результа­те чего в спектрах поглощения на­блюдаются две (или больше) линии. Напр., для ядер ⁵⁷Fe, ¹¹⁹Sn и ¹²⁵Те в спектрах поглощения присутствует квадрупольный дублет (рис. 2, в). Разность энергии между компонента­ми дублета (D) пропорц. произведе­нию Q на градиент электрич. поля в об­ласти ядра. Т. к. последний характе­ризует симметрию зарядов, окружа­ющих ядро, то исследование квадрупольного вз-ствия позволяет полу­чить информацию об электронных кон­фигурациях атомов и ионов, об осо­бенностях структуры тв. тел, а также о квадрупольных моментах ядер.

Магн. дипольное вз-ствие обычно наблюдается в магнитно-упорядочен­ных в-вах (ферро-, антиферро-ферримагнитных), в к-рых на ядра действу­ют сильные магн. поля (напряжён­ностью ~10⁶ Э). Энергия магн. дипольного вз-ствия пропорц. произве­дению магн. поля Н на магн. момент ядра и зависит от их взаимной ориен­тации. Магн. дипольное вз-ствие при­водит к расщеплению осн. и возбуж­дённого состояний ядер, в результате чего в спектре поглощения появля­ется неск. линий, число к-рых соот­ветствует числу возможных g-переходов между магн. подуровнями (см. Зеемана эффект) этих состояний. Напр., для ядра ⁵⁷Fe число таких пере­ходов равно 6 (рис. 2, г). По расстоя­нию между компонентами магн. сверх­тонкой структуры можно определить напряжённость магн. поля, действую­щего на ядро в тв. теле. Величины этих полей очень чувствительны к осо­бенностям электронной структуры тв. тела, к составу магн. материалов, поэтому исследование магн. сверх­тонкой структуры используется для изучения св-в кристаллов. Зависи­мость сверхтонкой структуры мёссбауэровского спектра от вида электрон­ных волновых ф-ций позволяет ис­пользовать данные М. с. для изуче­ния распределения зарядовой и спи­новой плотности в тв. телах, для хим. анализа и т. п. Чувствительность формы мёссбауэровского спектра к динамич. эффектам используется в М. с. для изучения диффузии атомов, спиновой релаксации, динамич. яв­лений при фазовых переходах и т. д.

Регистрация вторичных ч-ц (рент­геновских квантов, эл-нов конверсии внутренней), сопровождающих рас­пад возбуждённого состояния ядра после резонансного поглощения g-кванта, позволяет изучать поверхно­сти тв. тел. Напр., при регистрации конверсионных эл-нов возможно ис­следование поверхностных слоев тол­щиной ~1000 Å.

•  См. лит.   при   ст.   Мёссбауэра  эффект.

Н. Н. Делягин.

МЕТАЛЛИДЫ, то же, что металличе­ские   соединения.

МЕТАЛЛИЧЕСКАЯ СВЯЗЬ, тип хим. связи     атомов     в     в-вах,   обладающих металлич. св-вами. М. с. обу­словлена большой концентрацией в та­ких кристаллах эл-нов проводимости. Отрицательно заряженный «электрон­ный газ» удерживает положительно заряженные ионы на определённых расстояниях друг от друга (см. Ме­таллы, Кристаллохимия).

МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СОЕДИНЕНИЯ (металлиды), твёрдые фазы сплавов металлов друг с другом (интерметаллич. соединения) или с нек-рыми неметаллами (напр., с Н, В, N, С, Si), обладающие металлическими св-вами. В отличие от твёрдых раст­воров М. с. относятся к т. н. проме­жуточным фазам, т. е. имеют крист. решётку, отличную от решёток, обра­зующих фазу компонентов. На ди­аграммах состояния М. с. характери­зуются б. или м. узкой областью гомо­генности (т. е. их состав может отли­чаться от определённого стехиометрического), и от др. фаз диаграммы отделены двухфазными областями.

По своей природе М. с. делят на ряд классов: электронные соеди­нения, структура к-рых определя­ется электронной концентрацией; т. н. фазы внедрения, построен­ные на базе тв. растворов внедрения в решётку металла малых атомов не­металлов (напр., Н, N); нек-рые интерметаллич. соединения (и н т е р м е т а л л и д ы), имеющие сложные ре­шётки (s-фазы, фазы Лавеса). Многие интерметаллиды не обладают металлич. св-вами и поэтому не явл. М. с. К М. с. можно отнести и упоря­доченные тв. растворы, образующиеся в результате фазового перехода 1-го рода.

А. Л. Ройтбурд.

МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СТЁКЛА (стекловидные металлы, метглассы), метал­лич. сплавы в стеклообразном состоя­нии, образующиеся при сверхбыстром охлаждении металлич. расплава (ско­рость охлаждения £10⁶ К/с). Быстрый теплоотвод достигается, если, по край­ней мере, один из размеров изготов­ляемого образца достаточно мал (фоль­га, лента, проволока). Расплющива­нием капли расплава между охлаждае­мыми наковальнями получают фольгу шириной 15 — 25 мм и толщиной 40—70 мкм, а охлаждением на враща­ющемся барабане (диске) или про­каткой струи между двумя валками — ленту шириной 3—6 мм и толщиной 40—100 мкм. Выдавливанием рас­плава в охлаждённую жидкость мо­гут быть изготовлены М. с. в виде проволоки.

Состав М. с.: ~ 80% переходных (Cr, Mn, Fe, Co, Ni, Zr, Pr и др.) или благородных металлов и ок. 20% поливалентных неметаллов (В, С, N, Si, P, Ge и др.), играющих роль стеклообразующих элементов. При­меры — бинарные сплавы (Au₈₁Si₁₉, Pd₈₁Si₁₉ и Fe₈₀B₂₀) и псевдобинарные сплавы, состоящие из 3—5 и более компонентов. М. с.— метастабильные системы, к-рые кристаллизуются при

408

 

 

нагревании до темп-ры, равной ок. ¹/₂ темп-ры плавления.

Изучение М. с. позволяет исследо­вать природу металлич., магн. и др. св-в тв. тел. Высокая прочность (при­ближается к теор. пределу для кри­сталлов) в сочетании с большой пла­стичностью и высокой коррозионной стойкостью делает М. с. перспектив­ными упрочняющими элементами для материалов и изделий. Нек-рые М. с. (напр., Fe₈₀B₂₀) — ферромагнетики с очень низкой коэрцитивной силой и высокой магнитной проницаемостью, что обусловливает их применение в качестве магнитно-мягких материа­лов. Другой важный класс аморфных магн. материалов — сплавы редких земель с переходными металлами. Перспективно использование электрич. и акустич. св-в М. с. (высокое и слабо зависящее от темп-ры электрич. сопротивление, слабое поглощение звука).

• В о н с о в с к и й С. В., Туров Е. А., Металлические стекла и аморфный магнетизм, «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1978, т. 42, № 8, с. 1570; Петраковекий Г. А., Амор­фные магнетики, «УФН», 1981, т. 134, в. 2, с. 305. См. также лит. при ст. Магнитно-мяг­кие материалы.

Е. А. Туров.

МЕТАЛЛООПТИКА, раздел физики, в к-ром изучается вз-ствие металлов с эл.-магн. волнами оптич. диапазона (электродинамич. св-ва металлов). Для металлов характерны: большие коэфф. отражения волн R в широком диапазоне длин волн l, что связано с высокой концентрацией в металле эл-нов проводимости. Взаимодействуя с эл.-магн. волной, падающей на по­верхность металла, эл-ны проводимо­сти создают переменные токи, в ре­зультате чего большая часть энергии, приобретённой ими от эл.-магн. поля, излучается в виде вторичных волн, к-рые, складываясь, создают отражён­ную волну. Часть энергии, поглощён­ная эл-нами, передаётся ионам решёт­ки благодаря вз-ствию их с эл-нами. Токи проводимости экранируют внеш­нее эл.-магн. поле и приводят к за­туханию волны внутри металла (см. Скин-эффект).

Эл-ны проводимости могут погло­щать сколь угодно малые кванты ћw эл.-магн. энергии (w — частота излучения). Поэтому они вносят вклад в оптич. св-ва металла, к-рый особенно велик в радиочастотной и ИК областях спектра.

Оптич. св-ва металла связаны с его комплексной диэлектрической проницаемостью

e(w)=e'(w)-i(4p/w)s(w) (e'— диэлектрич. проницаемость за вычетом вклада эл-нов проводимости, s — электропроводность металла) или по­казателем преломления n=n'-ic=Öe (c — показатель поглоще­ния). Комплексность n отражает экс­поненциальное затухание волны внут­ри металла. В ИК и оптич. обла­сти частот в первом приближении e(w)=e(w)-(w_п/w)², где w_п — плаз­менная частота эл-нов. При частотах

ОПТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ НЕКОТОРЫХ МЕТАЛЛОВ

* Соответствует l=0,5893 мкм.

w³w_п в металле возбуждаются  п л а з м е н н ы е  к о л е б а н и я эл-нов. Они приводят к появлению области прозрачности при w»w_п.

В УФ диапазоне R падает, и ме­таллы по своим оптич. св-вам прибли­жаются к диэлектрикам; при ещё больших частотах (рентг. область) оптич. св-ва определяются эл-нами внутр. оболочек атомов, и металлы не отличаются от диэлектриков. Как и в диэлектриках, в металлах наблюда­ются полосы поглощения, связанные с резонансным возбуждением пере­ходов между разными энергетич. зона­ми эл-нов. Эти резонансы приводят к особенностям в e'(w). Благодаря силь­ному вз-ствию эл-нов полосы погло­щения в металле значительно шире, чем в диэлектрике. Обычно у метал­лов наблюдается неск. полос, рас­положенных гл. обр. в видимой и ближней УФ, реже в ИК областях спектра.

Волны, отражённые от поверхно­сти металла, поляризованные в пло­скости падения и перпендикулярно к ней, имеют разность фаз. Поэтому пло­ско поляризованный свет после отра­жения становится эллиптически поля­ризованным. В отличие от диэлектри­ков для волн, поляризованных в пло­скости падения, всегда R¹0.

• Соколов А. В., Оптические свойства металлов, М., 1961; Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ., М., 1970; Ги н з б у р г В. Л., Мотулевич Г. П., Оп­тические  свойства  металлов,  «УФН»    1955 т. 55,  в. 4,  с. 469.

МЕТАЛЛОФИЗИКА, в широком смыс­ле раздел физики, изучающий строе­ние и св-ва металлов. М.— составная часть физики твёрдого тела. Строение реальных металлов характеризуется наличием трёх структур разл. мас­штаба: атомно-кристаллической, де­фектной (см. Дефекты) и гетерофазной(сплавы, тв. растворы). С этим свя­зано существование трёх направле­ний М.: микроскопич. теория ме­таллов, исследование дефектов и их влияния на механич., электрич. и др. св-ва металлов (см. Пластичность), изучение фаз и гетерофазных метал­лич. материалов (часто именно этот раздел называют М.). Все три направ­ления с разл. сторон решают общую проблему — установление связей физ. св-в металла с его строением и зависимости внутр. строения метал­лов от внеш. условий.

• См. лит. при ст. Металлы.

 МЕТАЛЛЫ (от греч. metallon, перво­начально — шахта, руда, копи), про­стые в-ва, обладающие в обычных ус­ловиях характерными св-вами: вы­сокими электропроводностью и теп­лопроводностью, отрицательным тем­пературным коэфф. электропровод­ности, способностью хорошо отражать эл.-магн. волны (блеск и непрозрач­ность), пластичностью. М. в тв. сос­тоянии имеют крист. строение. В паро­образном состоянии М. одноатомны. Перечисленные св-ва М. обусловлены их электронным строением. В твёр­дых и жидких М. не все эл-ны связаны со своими атомами: значит. часть эл-нов может перемещаться; энергия этих эл-нов (электронов проводимо­сти) соответствует зоне проводимости М. (см. Зонная теория). М. можно представить в виде остова из положит. ионов, погружённого в «электронный газ». Последний компенсирует силы взаимного электростатич. отталкива­ния положит. ионов и тем самым свя­зывает их в твёрдое тело (металлич. связь).

Из известных (1980) 106 хим. элементов 83—М. Если в периодич. системе элементов провести прямую от В до At (см. табл.), то М. будут расположены слева от неё. Совокуп­ность перечисленных св-в присуща типичным М. (напр., Cu, Au, Ag, Fe) при обычных условиях (атм. давле­нии, комнатной темп-ре). При очень высоких давлениях (~10⁵—10⁶ атм или 10¹⁰—10¹¹ Па) св-ва М. могут значи­тельно измениться, а неметаллы приоб­рести металлич. св-ва. Металлич. блеск присущ только компактным металлич. образцам и металлич. плёнкам, мелко­дисперсные порошки М. часто имеют чёрный или серый цвет. Многие эле­менты по одним св-вам можно отнести к М., по другим — к неметаллам.

409

 

 

410

 

 

Особенно много таких «нарушений» имеется вблизи границы, обозначенной в таблице. Напр., Ge — М. по внеш. виду и хим. св-вам, а по величине и хар-ру электропроводности — полу­проводник; существуют также полу­металлы. Металлич. сплавы по св-вам имеют много общего с М., поэтому их нередко относят к М.

Большинство М. кристаллизуется в кубических объёмно-центрированной (ОЦК) и гранецентрированной (ГЦК) решётках и гексагональной (ГПУ) решётке. Это соответствует наиб. плотной упаковке атомов. Лишь не­большое число М. имеет более слож­ные типы крист. решёток. Многие М. в зависимости от темп-ры и давления могут существовать в виде неск. крист. модификаций (см. Полимор­физм).

Электрические свойства. Уд. элект­ропроводность М. при комнатной темп-ре ~10-8'—10^-6 Ом^-1 •м^-1. Характер­ное св-во М. как проводников — ли­нейная зависимость между плотно­стью тока и напряжённостью при­ложенного электрич. поля (закон Ома). Носителями тока в М. явл. эл-ны проводимости, обладающие вы­сокой подвижностью. Согласно квантовомеханич. представлениям, в иде­альном кристалле эл-ны проводимо­сти (при отсутствии тепловых коле­баний крист. решётки) не встречают сопротивления на своём пути. Суще­ствование у реальных М. электрич. сопротивления — результат наруше­ния периодичности крист. решётки. Эти нарушения (дефекты) связаны как с тепловым движением атомов, так и с наличием примесных атомов, ва­кансий, дислокаций и др. статич. дефектов в кристаллах. На колебаниях и дефектах происходит рассеяние эл-нов. Мерой рассеяния служит длина свободного пробега l -— ср. расстоя­ние между двумя последовательными столкновениями эл-нов с дефектами. Величина уд. электропроводности а связана с l соотношением:

где n — концентрация эл-нов про­водимости (~10²² — 10²³ см^-3), е— за­ряд эл-на, р_F=2pћ(3n/8p)^1/3— гра­ничный фермиевский импульс (см. Ферми поверхность). Зависимость s или уд. электросопротивления r=s^-1 от темп-ры Т связана с зависимостью l от Т. При комнатных темп-рах l~10^{-6 см. При темп}-pax, значительно превышающих Дебая температуру, сопротивление r обусловлено гл. обр. тепловыми колебаниями атомов и воз­растает с темп-рой линейно:

r =r_ост(1+aT). (2)

Постоянная a, наз. температурным коэфф. сопротивления, имеет при темп-ре T=0°C типичное значение: a=4•10^-3 К^-1. При более низких темп-pax, когда влиянием тепловых колебаний на рассеяние эл-нов можно пренебречь, сопротивление практически перестаёт зависеть от темп-ры. Это предельное значение сопротивле­ния наз. остаточным. Величина r_ост характеризует концентрацию дефек­тов в решётке М. Удаётся получить столь чистые (с в е р х ч и с т ы е) и свободные от дефектов М., что у них r_ост в 10⁴—10⁵ раз меньше уд. со­противления при комнатной темп-ре. В сверхчистых М. l достигает 10^{-2 см. При низких темп}-pax (T<<q_D, q_d— дебаевская темп-pa) r определяется ф-лой:

r=r_ост +AT² + BT⁵, (3)

где А и В — величины, не зависящие от Т. Член ВТ⁵ связан с рассеянием эл-нов на тепловых колебаниях ато­мов, а член АТ²— со столкновениями эл-нов друг с другом. Ф-ла (3) явл. приближённой.

У нек-рых М. и металлидов при определ. темп-ре, наз. критической, наблюдается полное исчезновение со­противления — переход в сверхпроводящее состояние (см. Сверхпрово­димость). Критич. темп-ры чистых М. лежат в интервале от неск. сотых долей К до 9 К, у металлидов — выше, напр. у Nb₃Ge критич. темп-ра 23,2 К.

Если металлич. образец, по к-рому течёт ток, поместить в пост. магн. поле, то в М. возникают явления, обу­словленные искривлением траекторий эл-нов в магн. поле в промежутках между столкновениями (гальваномаг­нитные явления). Среди них важное место занимают Холла эффект и магпиторезистиеный эффект. В магн. полях ~10⁴—10⁵ Э и более при низ­ких темп-pax у всех металлич. моно­кристаллов наблюдается осциллирую­щая зависимость электросопротивле­ния от магн. поля (Шубникова — де Хааза эффект).

При нагревании М. до высоких темп-р (напр., тугоплавких М. до ~2000—2500°С) наблюдается «испа­рение» эл-нов с поверхности М. (тер­моэлектронная эмиссия). Эмиссия эл-нов с поверхности М. происходит так­же под действием сильных электрич. полей E~10⁷ В/см в результате тун­нельного просачивания эл-нов через сниженный полем потенц. барьер (см. Автоэлектронная эмиссия). Наблюда­ются также явления фотоэлектронной эмиссии, вторичной электронной эмис­сии и ионно-электронной эмиссии. Пе­репад темп-ры вызывает в М. появле­ние электрич. тока или термоэдс (см. Термоэлектрические явления).

Тепловые свойства. Теплоёмкость М. обусловлена как ионным остовом (решёточная теплоёмкость С_р), так и электронным газом (электронная теплоёмкость С_э). Хотя концентрация эл-нов проводимости в М. очень вели­ка и не зависит от темп-ры, электрон­ная теплоёмкость наблюдается у большинства М. только при низких темп-pax, порядка неск. К (т. к. электронный газ в М. вырожден, темп-pa вырождения ~10⁴—10⁵ К). Величину С_э измеряют, пользуясь тем, что при уменьшении темп-ры С_р убывает пропорц. Т³, а С_э — пропорц. Т. Для Cu (одного моля) Cэ=0,9•10^-4 RT, для Pd С_э=1,6•10^-3RT, где R — газовая посто­янная. Эл-ны проводимости, обеспечи­вающие электропроводность, участ­вуют и в теплопроводности М. Между уд. электропроводностью и электрон­ной частью теплопроводности суще­ствует простое соотношение, наз. Видемана — Франца законом.

Взаимодействие металлов с электро­магнитными полями. Перем. электрич. ток при достаточно высокой частоте течёт по поверхности М., не проникая в его толщу (см. Скин-эффект). Эл.-магн. поле частоты w проникает в М. лишь на глубину скин-слоя тол­щиной 8. Напр., для Cu при w=10⁸ Гц d=6•10^-4 см. В таком слое поглощается часть эл.-магн. энергии. Другая часть переизлучается эл-нами и отражается (см. Металлооптика). В чистых М. при низких темп-рах обычно l>d. При этом напряжён­ность поля существенно изменяется на длине свободного пробега, что про­является в хар-ре отражения эл.-магн. волн от поверхности М. (а н о м а л ь н ы й  с к и н - э ф ф е к т).

Сильное пост. магн. поле Н суще­ственно влияет на радиочастотные св-ва М. Если на М., помещённый в сильное пост. магн. поле Н, падает эл.-магн. волна, частота к-рой кратна частоте прецессии эл-нов проводи­мости вокруг силовых линий поля Н, наблюдаются резонансные явления (см. Циклотронный резонанс). При опре­дел. условиях в толще М., находя­щемся в пост. магн. поле, могут рас­пространяться слабо затухающие эл.-магн. волны, т. е. скин-эффект исче­зает. Электродинамнч. св-ва М., поме­щённого в магн. поле, сходны , со св-вами плазмы в магн. поле и явл. ис­точником информации об эл-нах про­водимости.

Для эл.-магн. волн оптич. диапазо­на М., как правило, практически не­прозрачны. Тонкая структура линий характернстич. рентг. спектров, соот­ветствующая квант. переходам эл-нов из зоны проводимости на более глубо­кие уровни, отражает распределение эл-нов проводимости по уровням энер­гии.

Магнитные свойства. Все переход­ные металлы с недостроенными f- и d-электронными оболочками явл. па­рамагнетиками. Нек-рые из них при определ. темп-pax переходят в магнитоупорядоченное состояние (см. ферромагнетизм, А нгпиферромагнетизм, Кюри точка). Магн. упорядо­чение существенно влияет на все другие св-ва М., в частности на элек­трич. св-ва: в электрич. сопротивление вносит вклад рассеяние эл-нов на коле­баниях упорядоченной системы магн. моментов эл-нов (см. Спиновые волны).

411

 

 

Гальваномагн. явления при этом так­же приобретают специфич. черты.

Магн. св-ва всех остальных М. опре­деляют эл-ны проводимости, дающие вклад как в диамагнитную, так и в парамагнитную восприимчивости М., и ионы, к-рые, как правило, диамаг­нитны (см. Диамагнетизм). Магн. вос­приимчивость c для большинства М. сравнительно мала (c~10^-6) и слабо зависит от темп-ры. При низких темп-pax и в сильных магн. полях у всех металлич. монокристаллов наблюда­ется сложная осциллирующая зави­симость суммарного магн. момента от поля Н (Де Хааза — ван Альфена эф­фект). Эффекты де Хааза — ван Альфена и Шубникова — де Хааза имеют общую природу.

Механические свойства. Многие М. и сплавы обладают комплексом механич. св-в, обеспечивающим их широ­кое применение в технике в кач-ве конструкц. материалов. Это в первую очередь сочетание высоких пластич­ности и вязкости со значительными прочностью, твёрдостью и упруго­стью, причём соотношение этих св-в может регулироваться в большом диа­пазоне с помощью механич. и термич. обработки М., а в сплавах — измене­нием (иногда незначительным) кон­центрации компонентов. Некоторые металлы (Zn, Sb, Bi) при комнатной температуре хрупки и становятся пластичными только при нагрева­нии.

Исходной хар-кой механич. св-в М. явл. модуль упругости G, опре­деляющий сопротивление крист. ре­шётки упругому деформированию и непосредственно отражающий вели­чину сил связи в кристалле. Сопротив­ление разрушению или пластич. де­формации идеального кристалла ве­лико (~10^{-1 G}). Но в реальных кри­сталлах эти хар-ки, как и все меха­нич. св-ва, определяются наличием дефектов, в первую очередь дислока­цией. Перемещение дислокаций по плотноупакованным плоскостям при­водит к скольжению — осн. механизму пластич. деформации М. (см. Плас­тичность). Важнейшая особенность М.— малое сопротивление перемеще­нию дислокации в бездефектном кри­сталле. Это сопротивление особенно мало в кристаллах с чисто металлич. связью, к-рые обычно имеют плотно-упакованные структуры (ГЦК или ГПУ). Увеличение сопротивления пла­стич. деформации (по крайней мере, в этих кристаллах) связано со вз-ствием движущихся дислокаций с др. де­фектами в кристаллах (с др. дислока­циями, примесными атомами, внутр. поверхностями раздела). Вз-ствие де­фектов определяется искажениями решётки вблизи них и пропорц. G. В результате большой плотности ди­слокаций и др. дефектов прочность М. возрастает.

В процессе деформации число дисло­каций в крист. решётке увеличивает­ся, соотв. растёт сопротивление пла­стич. деформации (д е ф о р м а ц и о н н о е   у п р о ч н е н и е  или  н а к л ё п). По мере роста плотности дислокаций при пластич. деформации растёт неравномерность их распределе­ния, приводящая к концентрации на­пряжений в местах сгущения дисло­каций и зарождению очагов разруше­ния — трещин. Концентрации напря­жений имеются и без деформации в местах скопления примесей, ч-ц др. фаз и т. п. Но, вследствие пластич­ности М., деформация вблизи скопле­ний предотвращает разрушение. Одна­ко если сопротивление движению ди­слокации растёт, то это приводит к хрупкому разрушению.

• Френкель Я. И., Введение в тео­рию металлов, 3 изд., М.—Л., 1958; Абри­косов А. А., Введение в теорию нормаль­ных металлов, М., 1972; Физические ос­новы металловедения, М., 1955; Ш у л ь ц е Г., Металлофизика, пер. с нем., М., 1971; Уайэтт О. Г., Д ь ю-Х ь ю з Д., Металлы, керамики, полимеры, пер. с англ., М., 1979; Бернштейн М. Л., 3 а й м о в с к и й В. А., Механические свойства металлов, М., 1979.

М. И. Каганов.

МЕТАМАГНЕТИК, вещество, обла­дающее в слабых магн. полях св-вами антиферромагнетиков, а в полях на­пряжённостью выше 5—10 кЭ — св-ва­ми ферромагнетиков. Типичными М. явл. слоистые соединения типа FeCl₂, в к-рых слои ионов железа, обладающих магнитным моментом, отделены друг от друга двойным слоем немагн. ионов хлора. Слои магн. ионов представля­ют собой двухмерные ферромагнети­ки, внутри этих слоев между ионами имеется сильное ферромагнитное об­менное вз-ствие (см. Ферромагнетизм). Между собой соседние слои магн. ионов связаны антиферромагнитно (см. Антиферромагнетизм). В резуль­тате в системе магн. моментов уста­навливается упорядоченное состоя­ние в виде слоистой магн. структуры из чередующихся по направлению на­магниченности ферромагн. слоев. Нейтронографич. исследования (см. Ней­тронография) подтвердили существо­вание такой магн. структуры в

Кривая намагничи­вания метамагнетика FeBr₂ (J— на­магниченность об­разца, Н — напря­жённость внеш. магн. поля). В поле Н—40 кЭ (при 4,2 К) в FeBr₂ происходит фазовый переход I рода в ферромагн. со­стояние.

FeCl₂, FeBr₂, FeCO₃ и др. М. Вслед­ствие относительно слабой антиферромагн. связи между слоями и не очень большой магнитной анизотро­пии самих слоев внеш. магн. поля напряжённостью выше 5—10 кЭ мо­гут превратить слоистый М. в одно­родный намагниченный ферромагне­тик, что отражается на кривой намаг­ничивания М. (рис.). Фазовый переход

I рода, при к-ром векторы намагничен­ности всех слоев М. устанавливаются параллельно приложенному магн. по­лю, наз. метамагнитным.

Часто термин «М.» распространяют на все антиферромагнетики, в к-рых эфф. магн. поле анизотропии Н_A (от­ветственное за ориентацию маги. мо­ментов относительно кристаллографич. осей) больше (или равно) Н_E — эфф. поля антиферромагн. обменного вз-ствия.

• Л а н д а у Л. Д., Возможное объяснение зависимости восприимчивости от поля при низких температурах, Собр. трудов, т. 1, М., 1969; Боровик-Романов А. С., Антиферромагнетизм, в кн.; Антиферромаг­нетизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физико-математические науки, т. 4); В о н с о в с к и й С. В., Магнетизм, М., 1971

А. С. Боровик-Романов

МЕТАСТАБИЛЬНОЕ СОСТОЯНИЕ (от греч. meta...— приставка, озна­чающая здесь изменение, переход к ч.-л. другому, и лат. stabilis — устой­чивый) в термодинамике, состояние неустойчивого равновесия физ. макроскопич. системы, в к-ром система может находиться длит. время, не переходя в более устойчивое (при данных условиях) состояние (фазу).

Существование М. с. связано с осо­бенностями кинетики фазовых пере­ходов. Фазовый переход начинается с возникновения зародышей новой фазы: пузырьков пара при переходе жидко­сти в пар, микрокристалликов при переходе жидкости в крист. состояние и т. п. Для образования зародышей требуются затраты энергии на созда­ние поверхностей раздела фаз. Росту образовавшихся зародышей мешает значит. кривизна их поверхности (см. Капиллярные явления), приводящая при кристаллизации к повышенной растворимости зародышей тв. фазы, при конденсации жидкости — к испа­рению мельчайших капелек, при па­рообразовании — к повышенной упру­гости пара внутри маленьких пузырь­ков. Указанные факторы могут сде­лать энергетически невыгодными воз­никновение и рост зародышей новой фазы и задержать переход системы из М. с. в абсолютно устойчивое состоя­ние при данных условиях. Факто­ром, способствующим сохранению М. с., может быть высокая вязкость в-ва, препятствующая, напр., уста­новлению упорядоченного располо­жения молекул в аморфных тв. те­лах (кристаллизации стёкол).

М. с. часто встречается в природе а используется в науке и технике. С су­ществованием М. с. связаны, напр., явления магн., электрич. и упругого гистерезиса, закалка стали, образо­вание пересыщенных р-ров и т. п. В науч. исследованиях пар в перегре­том состоянии использовался для ре­гистрации треков заряж. ч-ц в Виль­сона камере; в совр. пузырьковых камерах для тех же целей применяют находящиеся в М. с. жидкости.

• Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Ста­тистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976, § 21, 162 (Теоретическая физика, т. 5); Ш т р а у ф Е. А., Молекулярная физика,

412

 

 

М.-Л., 1949; С а м о й л о в и ч А. Г., Тер­модинамика и статистическая физика, М., 1953; Рейф Ф., Статистическая физика, лер. с англ., М., 1972 (Берклеевский курс финики, т. 5).

Г. Я. Мякишев.

МЕТАСТАБИЛЬНОЕ СОСТОЯНИЕ квантовых систем, возбуждённое энергетич. состояние ат. систем (атомов, молекул, ат. ядер), в к-ром они могут существовать длит. время (квазиста­бильны). Метастабильными явл. та­кие возбуждённые состояния, кван­товые переходи из к-рых в состояния с меньшей энергией, сопровождаю­щиеся излучением (испусканием фо­тонов), запрещены отбора правилами (точными или приближёнными) и, сле­довательно, либо совсем не могут про­исходить, либо маловероятны. Мера метастабильности состояния — его время жизни t=1/A, где А — полная вероятность перехода из данного сос­тояния во все состояния с меньшей энергией. В предельном случае строго запрещённых переходов А=0, t=¥ и состояние стабильно. Обычно вре­мена жизни для М. с. атомов и моле­кул составляют от долей секунды до неск. секунд.

Атомы и молекулы в М. с. играют важную роль в элем. процессах. В разреж. газах энергия возбуждения может длит. время сохраняться ч-цами в М. с. и затем передаваться др. ч-цам при столкновениях, что вызывает по­слесвечение. Процессы люминесценции сложных молекул связаны с наличием метастабильных молекул в триплетных возбуждённых состояниях, пере­ходы из к-рых в основное синглетное состояние запрещены приближён­ным правилом отбора по спиновому квант. числу (DS=0). О М. с. ядер см. Изомерия атомных ядер.

М.  А.  Ельяшевич.

МЕТАЦЕНТР, точка, от положения к-рой зависит устойчивость равнове­сия (остойчивость) плавающего тела. При равновесии на плавающее тело, кроме силы тяжести Р, приложенной в центре тяжести (ЦТ) тела (рис.), действует ещё выталкивающая сила А, линия действия к-рой проходит через т. н. центр водоизмещения — ЦВ (центр тяжести массы жидкости в объёме погружённой части тела).

[Положение метацентра М при устойчивом (a) и неустойчивом (б) равновесии плаваю­щего тела.

 

В наиболее важном для практики слу­чае, когда плавающее тело имеет про­дольную плоскость симметрии, точ­ка пересечения этой плоскости с ли­нией действия выталкивающей силы и наз. М. При наклонах тела положе­ние М. меняется. Плавающее тело будет остойчивым, если самый низ­ший из М. (иногда только его и наз.

М.) будет лежать выше центра тяжести тела.

МЕТАЦЕНТРИЧЕСКАЯ ВЫСОТА, возвышение метацентра над центром тяжести плавающего тела. М. в. служит мерой остойчивости судна. МЕТР (франц. metre, от греч. metron — мера) (м, т), единица длины, основная в СИ. До 1960 междунар. эталоном М. была штриховая мера длины — брусок из платиноиридиевого сплава, хранящийся в Между­нар. бюро мер и весов в Севре (близ Парижа). Согласно принятому в 1960 11-й Генеральной конференцией по мерам и весам определению, «Метр — длина, равная 1650763, 73 длины волны в вакууме излучения, соответствующего переходу между уровнями 2р₁₀ и 5d₅ атома криптона-86». Гос. первичный эталон СССР для воспроизведения ед. длины — метра и передачи её размера др. ме­рам длины представляет собой ком­плекс аппаратуры, включающий ин­терферометры для точного измере­ния длин. Первичный эталон М. позволяет воспроизводить М. со ср. квадратическим отклонением, не пре­вышающим 5•10^-9м.

• ГОСТ 8.020-75. ГСИ. Государственный первичный эталон и общесоюзная повероч­ная схема для средств измерений длины.

МЕТРИКА ПРОСТРАНСТВА-ВРЕ­МЕНИ в теории относительности, за­даёт расстояния (интервалы) между точками пространства-времени (со­бытиями) и, т. о., полностью опре­деляет геометрические свойства че­тырёхмерного пространства-времени. См. Относительности теория, Тяготение.

МЕТРИЧЕСКАЯ СИСТЕМА МЕР, со­вокупность единиц физ. величин, в основу к-рой положены 2 ед.: длины — метр и массы — килограмм. М. с. м. была разработана во Франции в 18 в. во время Великой франц. революции. По предложению комиссии из круп­нейших франц. учёных метр был опре­делён как десятимиллионная часть ¹/₄ длины парижского геогр. мериди­ана, килограмм как масса 1 дм³ дистиллированной воды при 4°С. Раз­меры, наименования и определения др. единиц М. с. м. (площади — кв. метр, объёма — кубич. метр и др.) были выбраны так, чтобы система не носила нац. хар-ра и могла быть принята всеми странами. Отличит. особенностью М. с. м. явился прин­цип десятичных соотношений при об­разовании кратных единиц и дольных единиц. Удачный выбор принципов, положенных в основу М. с. м., со­действовал тому, что в 1875 17 стран, в т. ч. Россия, подписали Метрич. конвенцию для обеспечения между­нар. единства и усовершенствования метрич. системы.

М, с. м. была допущена, к приме­нению в России законом от 4.6.1899, проект к-рого был разработан Д. И. Менделеевым, и введена в кач-ве обязательной декретом СНК РСФСР

от 14.9.1918, а для СССР — постанов­лением СНК СССР от 21.7.1925. На основе М. с. м. возник целый ряд частных, охватывающих лишь отд. разделы физики или отрасли техники систем единиц и отд. внесистемных единиц. Развитие науки и техники, а также междунар. связей привело к созданию в сер. 20 в. на основе М. с. м. единой, охватывающей все области измерений системы единиц — Международной системы единиц (СИ), к-рая принята в кач-ве обязатель­ной в СССР с 1982 (ГОСТ 8.417-81).

• Широков К. П., 50-летие метрической системы в СССР, «Измерительная техника», 1968, № 9; Б у р д у н Г. Д., Единицы физи­ческих величин, 4 изд., М., 1967.

К. Г. Широков.

МЕТРИЧЕСКИЙ ТЕНЗОР, совокуп­ность величин, определяющих геом. свойства пространства (его метри­ку). В теории относительности М. т. определяет метрику простран­ства-времени.

МЕТРОЛОГИЧЕСКАЯ СЛУЖБА, обеспечивает единство измерений в стране (т. е. такое состояние измере­ний, при к-ром их результаты выра­жены в узаконенных ед. и погрешности измерений известны с заданной ве­роятностью), включая стандартиза­цию ед. физ. величин, их воспроизве­дение с помощью гос. эталонов, пере­дачу размеров единиц всем применяе­мым в стране средствам измерений, гос. испытания новых образцов средств измерений, надзор за состоянием и применением уже находящихся в экс­плуатации средств измерений, орга­низацию гос. системы стандартных справочных данных (сбор и публика­цию официальных данных о физ. кон­стантах и св-вах в-в и материалов), проведение метрологич. экспертизы стандартов, нормативно-техн. и про­ектной документации, надзор за соб­людением стандартов и кач-вом вы­пускаемой продукции и др. метро­логич. мероприятия, а также уча­стие в работах междунар. метроло­гич. организаций. Науч. сторону М. с. обеспечивают метрологич. институты, хранящие эталоны и ведущие науч. исследование по проблемам метроло­гии. В СССР М. с. подразделяется на государственную и ведомственную. Гос. М. с. возглавляет Гос. комитет СССР по стандартам (Госстандарт СССР).

• Метрологическая служба СССР, М., 1968; ГОСТ 1.25—76. Государственная система стандартизации. Метрологическве обеспече­ние. Основные положения.

К.   П.  Широков.

МЕТРОЛОГИЯ (от греч. metron — мера и logos — слово, учение), на­ука об измерениях и методах дости­жения повсеместного их единства и требуемой точности. К осн. пробле­мам М. относятся: общая теория изме­рений, образование единиц физ. ве­личин и их систем, методы и средства измерений, методы определения точ-

413

 

 

ности измерений (теория погрешностей измерении), основы обеспечения един­ства измерений и метрологич. ис­правности средств измерений (за­конодательная М.), создание эта­лонов и образцовых средств измере­ний, методы передачи размеров еди­ниц от эталонов образцовым и далее рабочим средствам измерений.

Первоначально М. занималась опи­санием разл. рода мер (линейных, вместимости, веса, времени), а также монет, применявшихся в разных стра­нах, и нахождением соотношений между ними (теперь это область историч. М.). Поворотным моментом в развитии М. стало заключение в 1875 Метрич. конвенции (17 государ­ствами, в т. ч. Россией), учрежде­ние Междунар. бюро мер и весов и создание эталонов метрич. мер. Совр. М. опирается на физ. эксперимент высокой точности, она использует достижения физики, химии и др. естеств. наук, но вместе с тем находит свои оптим. решения задач изучения св-в физ. объектов.

Общая теория измерений оконча­тельно ещё не сложилась, в неё входят сведения и обобщения, получен­ные в результате анализа и изучения измерений и их элементов: физ. ве­личин, их единиц, средств и методов измерений, получаемых результатов измерений.

В М., как и в физике, физ. величина трактуется как св-во физ. объектов (систем), общее в качеств. отношении для многих объектов, но в количеств, отношении индивидуальное для каж­дого объекта, т. е. как св-во, к-рое может быть для одного объекта в то или иное число раз больше или меньше, чем  для другого (напр., масса, темп-pa, скорость движения).

Для получения объективной коли­честв. оценки величины выбирают единицу этой величины (для нек-рых величин — шкалу физической вели­чины). Единица — это физ. величина (конкретная), числовое значение к-рой по условию принято равным единице. С развитием науки от случайного вы­бора единиц отд. величин перешли к построению систем единиц. В М. рас­сматриваются теор. аспекты связей между физ. величинами и принципы построения систем единиц, а также конкретные системы.

Каждое из измерений представляет собой физ. опыт, выполняемый с по­мощью одного или нескольких спец. техн. средств (средств измерений), нроградуированных в принятых еди­ницах. Для достижения единства изме­рений (т. е. такого состояния измере­ний, при к-ром их результаты вы­ражены в узаконенных ед. и погреш­ности измерений известны с задан­ной вероятностью) должны произво­диться, в частности, правильная гра­дуировка и периодич. поверка применяемых в стране средств измерений. Для этого необходимы эталоны единиц и парк образцовых средств измерений. М. изучает способы воспроизведения единиц с помощью эталонов и пути повышения их точности, а также ме­тоды передачи размеров единиц (ме­тоды поверки).

Большой раздел М. посвящён ме­тодам нахождения оценок погрешно­стей измерений, для чего использу­ется аппарат теории вероятностей и матем. статистики.

Законодательная М. рассматрива­ет вопросы, связанные с достижением единства измерений и единообразия средств измерений и нуждающиеся в регламентации и контроле со сторо­ны государства. Для проведения в жизнь всех необходимых для этого мероприятий в СССР организована метрологическая служба.

• Маликов С. Ф., Тюрин Н. И., Введение в метрологию, 2 изд., М., 1966; Бурдун Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2 изд., М., 1975; Ш и р о к о в К. П., Об основных понятиях метрологии, «Тр. метрологических ин-тов СССР», 1972, в. 130.

К. П. Широков.

МЕХАНИКА [от греч. mechanike (techne) — наука о машинах, искусство построения машин], наука о механич. движении матер. тел и происходя­щих при этом вз-ствиях между ними. Под механич. движением понимают изменение с течением времени взаим­ного положения тел или их ч-ц в пр-ве. В природе — это движение не­бесных тел, колебания земной коры, воздушные и морские течения и т. п., а в технике — движения разл. летат. аппаратов и транспортных средств, частей двигателей, машин и механиз­мов, деформации элементов разл. кон­струкций и сооружений, движения жидкостей и газов и мн. др. Рассмат­риваемые в М. вз-ствия представля­ют собой те действия тел друг на друга, результатами к-рых явл. изме­нения скоростей точек этих тел или их деформации, напр. притяжения тел по закону всемирного тяготения, взаимные давления соприкасающихся тел, воздействия ч-ц жидкости или газа друг на друга и на движущиеся в них тела.

Под М. обычно понимают т. н. классич. М., в основе к-рой лежат Ньюто­на законы механики, а предметом её изучения явл. движения любых матер. тел (кроме элементарных частиц), со­вершаемые со скоростями, малыми по сравнению со скоростью света. Дви­жение тел со скоростями порядка ско­рости света рассматриваются в от­носительности теории, а внутриат. явления и движение элем. ч-ц изу­чаются в квантовой механике.

При изучении движения матер. тел в М. вводят ряд абстрактных поня­тий, отражающих те или иные св-ва реальных тел; ими являются: 1) м а т е р и а л ь н а я  т о ч к а — объект пренебрежимо малых размеров, имею­щий массу; это понятие применимо, когда тело движется поступательно

или когда в изучаемом движении мож­но пренебречь вращением тела вокруг его центра масс. 2) Абсолютно твёрдое тело — тело, расстоя­ние между двумя любыми точками к-рого всегда остаётся неизменным; это понятие применимо, когда можно пренебречь деформацией тела. 3) Сплошная изменяемая среда; это понятие применимо, когда при изучении движения изменяе­мой среды (деформируемого тв. тела, жидкости, газа) можно пренебречь мол. структурой среды. При изучении сплошных сред прибегают к след. аб­стракциям, отражающим при данных условиях наиболее существ. св-ва со­ответствующих реальных тел: идеаль­но упругое тело, пластич. тело, идеальная жидкость, вязкая жид­кость, идеальный газ и др. В соответ­ствии с этим М. разделяют на: М. ма­тер. точки, М. системы матер. точек, М. абсолютно тв. тела и М. сплошной среды. Последняя в свою очередь под­разделяется на теорию упругости, теорию пластичности, гидродинамику, аэродинамику, газовую динамику и др. В каждом из этих подразделов в соответствии с хар-ром решаемых задач выделяют: статику — учение о рав­новесии тел под действием сил, ки­нематику — учение о геом. св-вах движения тел и динамику — учение о движении тел под действием сил. Изучение осн. законов и принципов, к-рым подчиняется механнч. движе­ние тел, и вытекающих из этих за­конов и принципов общих теорем и ур-ний составляет содержание т. н. общей, или теоретической, М. Разделами М., имеющими само­стоят. значение, явл. также теория колебаний, теория устойчивости рав­новесия и устойчивости движения, теория гироскопа, механика тел пе­ременной массы, теория автоматич. ре­гулирования, теория удара и др. Важное место в М., особенно в М. сплошных сред, занимают эксперим. исследования, проводимые с помощью разнообразных механич., оптич., электрич. и др. физ. методов и приборов. М. тесно связана со многими др. разделами физики. Ряд понятий и методов М. при соответствующих обоб­щениях находит приложение в оптике, статистич. физике, квант. М., элек­тродинамике, теории относительности и др. (см., напр., Действие, Канони­ческие уравнения механики, Лагранжа функция, Лагранжа уравнения в общей механике, Наименьшего действия принцип). Кроме того, при решении ряда задач газовой динамики, теории взрыва, теплообмена в движущихся жидкостях и газах, динамики раз­реженных газов, магнитной гидроди­намики и др. одновременно использу­ются методы и ур-ния как теор. М., так и термодинамики, мол. физики, теории электричества и др. Важное значение М. имеет для мн. разделов астрономии, особенно для небесной механики.

414

 

 

Часть М., непосредственно свя­занную с техникой, составляют мно­гочисленные общетехн. и спец. дисцип­лины, такие, как гидравлика, сопро­тивление материалов, строит. М., ки­нематика механизмов, динамика машин и механизмов, теория гироскопич. устройств, внеш. баллистика, дина­мика ракет, теория движения назем­ных, морских и воздушных транспорт­ных средств, теория регулирования и управления движением разл. объектов и др. Все эти дисциплины пользуются ур-ниями и методами теор. М. Та­ким образом, М. явл. одной из на­учных основ мн. областей совр. тех­ники.

Основные понятия и методы меха­ники. Осн. кинематич. мерами дви­жения в М. являются: для точки — её скорость и ускорение, а для тв.

тела — скорость и ускорение поступат. движения и угловая скорость и угловое ускорение вращат. движения. Кинематич. состояние деформируе­мого тв. тела характеризуется относит. удлинениями и сдвигами его ч-ц; совокупность этих величин определяет т. н. тензор деформаций. Для .жидкостей и газов кинематич. состоя­ние характеризуется тензором ско­ростей деформаций; при изучении поля скоростей движущейся жидкости пользуются также понятием вихря, характеризующего вращение ч-цы. Осн. мерой механич. вз-ствия матер. тел в М. явл. сила. Одновременно в М.

пользуются   понятием   момента   силы относительно   точки   и   относительно

оси.. В М. сплошной среды силы задаются  их   поверхностным   или   объёмным распределением, т. е. отношением величины   силы   к   площади   поверхности  (для поверхностных сил) или к объёму (для массовых сил), на к-рые соответствующая сила действует. Воз­никающие   в   сплошной  среде   внутр. напряжения  характеризуются  в каждой точке среды касательными и норм. .напряжениями,    совокупность    к-рых представляет    собой    величину,    наз. тензором напряжений. Среднее арифметическое   трёх   норм.   напряжений, взятое с обратным знаком,  определяет величину, наз. давлением в данной точке  среды.

На    движение    тела,   помимо   действующих    сил,    оказывает    влияние степень  его   инертности.   Для  матер. точки мерой инертности явл. её масса, ииертность матер. тела зависит от его общей массы и от распределения масс теле,   к-рое   характеризуется   положением   центра   масс   и   величинами, наз.   осевыми   и   центробежными   моментами инерции; совокупность этих величин определяет т. н. тензор инерции.   Инертность  жидкости  или  газа характеризуется их  плотностью.

В основе М. лежат три закона Нью­тона. Первые два справедливы по от­ношению к т. н. инерциальной сис­теме отсчёта. Второй закон даёт осн. ур-ния для решения задач дина­мики точки, а вместе с третьим — для

решения задач динамики системы ма­тер. точек. В М. сплошной среды, кроме законов Ньютона, использу­ются ещё законы, отражающие св-ва данной среды и устанавливающие для неё связь между тензором напряжений и тензорами деформаций или скоро­стей деформаций. Таков Гука закон для линейно-упругого тела и закон Ньютона для вязкой жидкости (см. Вязкость). О законах, к-рым подчи­няются др. среды, см. Пластичность и Реология.

Важное значение для решения за­дач М. имеют понятия о динамич. ме­рах движения, к-рыми явл. количе­ство движения, момент количества движения (или кинетич. момент) и кинетическая энергия, и о мерах дей­ствия силы, каковыми служат им­пульс силы и работа. Соотношение между мерами движения и мерами действия силы дают т. н. общие теоре­мы динамики. Эти теоремы и вы­текающие из них законы сохранения кол-ва движения, момента кол-ва дви­жения и механич. энергии выражают св-ва движения любой системы матер. точек и сплошной среды.

Эфф. методы изучения равновесия и движения несвободной механич. сис­темы (см. Связи механические) дают вариационные принципы механики, в частности возможных перемещений принцип, наименьшего действия прин­цип, а также Д'Аламбера принцип. При решении задач М. широко ис­пользуются вытекающие из её за­конов или принципов дифф. ур-ния движения матер. точки, тв. тела И сис­темы матер. точек, в частности ур-ния Лагранжа, канонич. ур-ния, ур-ние Гамильтона — Якоби, а в М. сплош­ной среды — соответствующие ур-ния равновесия или движения этой среды, ур-ние неразрывности (сплошности) среды и ур-ние энергии.

Основные этапы развития механики. М.— одна из древнейших наук. Её воз­никновение и развитие неразрывно связаны с развитием производит. сил общества, нуждами практики. Раньше других разделов М. под влиянием за­просов гл. обр. строит. техники на­чинает развиваться статика. Первые дошедшие до нас трактаты по М., где рассматриваются элем. задачи статики и св-ва простейших машин, появи­лись в Древней Греции. К ним отно­сятся натурфилософские сочинения Аристотеля (4 в. до н. э.), к-рый ввёл в науку термин «М.». Научные основы статики (теория рычага, сложение параллельных сил, учение о центре тяжести, начала гидростатики и др.) разработал Архимед (3 в. до н. э.). Существенный вклад в дальнейшие исследования по статике (установле­ние правил параллелограмма сил и развитие учения о моменте силы) при­надлежит Леонардо да Винчи (15 в.), голл. учёному С. Стевину (16 в.), франц. учёному П. Вариньону (17 в.), а по теории пар сил — франц. учёно­му Л. Пуансо (1804).

Периодом создания научных основ динамики, а с ней и всей М. явился 17 в. Большое влияние на развитие М. оказало учение польск. астронома Н. Коперника (16 в.) и открытие нем. астрономом И. Кеплером законов дви­жения планет (нач. 17 в.). Осново­положником динамики явл. итал. учё­ный Г. Галилей, к-рый дал первое верное решение задачи о движении тела под действием силы (закон рав­ноускоренного падения); его исследо­вания привели к открытию закона инерции и принципа относительности классич. М.; им же положено начало теории колебаний (открытие изохронности малых колебаний маятни­ка) и науке о сопротивлении материа­лов (исследование прочности балок). Важные для дальнейшего развития М. исследования движения точки по ок­ружности, колебаний физ. маятника и законов упругого удара тел принад­лежат голл. учёному X. Гюйгенсу. Создание основ классич. М. заверша­ется трудами И. Ньютона, сформули­ровавшего осн. законы М. (1687) и открывшего закон всемирного тяго­тения. В 17 в. были установлены и два исходных положения М. сплошной среды: закон вязкого трения в жид­костях и газах (Ньютон) и закон, выражающий зависимость между на­пряжениями и деформациями в упру­гом теле (англ. учёный Р. Гук).

В 18 в. интенсивно развиваются аналитич. методы решения задач М., осно­вывающиеся на использовании дифф. и интегр. исчислений. Для матер. точ­ки эти методы разработал Л. Эйлер, заложивший также основы динамики тв. тела. Аналитич. методы решения задач динамики системы основываются на принципе возможных перемеще­ний, развитию и обобщению к-рого были посвящены исследования швейц. учёного И. Бернулли, франц. учёных Л. Карно, Ж. Фурье и Ж. Лагранжа, и на принципе, высказанном франц. учёным Д'Аламбером и носящем его имя. Разработку этих методов завер­шил Лагранж, получивший ур-ния движения системы в обобщённых коор­динатах (назв. его именем); им же раз­работаны основы совр. теории коле­баний. Др. путь решения задач М. ис­ходит из принципа наименьшего дей­ствия в форме, высказанной для точки франц. учёным П. Мопертюи и обоб­щённой на случай системы точек Лагранжем. В М. сплошной среды Эй­лером, швейц. учёным Д. Бернулли, а также Лагранжем и Д'Аламбером были разработаны теор. основы гидро­динамики идеальной жидкости.

В 19 в. продолжается интенсивное развитие всех разделов М. В динамике тв. тела результаты, полученные Эй­лером и Лагранжем, а затем продол­женные С. В. Ковалевской и др. ис­следователями, послужили основой, имеющей большое ирактич. значение

415

 

 

теории гироскопа. Дальнейшему раз­витию принципов М. были посвяще­ны исследования М. В. Остроград­ского, ирл. учёного У. Гамильтона, нем. учёных К. Якоб и  и  Г. Герца и др. Англ. учёным Э. Раусом, Н. Е. Жу­ковским и особенно А. М. Ляпуно­вым была разработана теория устой­чивости равновесия и движения. И. А. Вышнеградский заложил основы совр. теории автоматич. регулирова­ния. Доказанная франц. учёным Г. Кориолисом теорема о составляющих ускорения легла в основу динамики относит. движения. Кинематика, раз­вивавшаяся одновременно с динами­кой, выделяется во 2-й пол. 19 в. в самостоят. раздел М.

Значит. развитие в 19 в. получила М. сплошной среды. Франц. учёными Л. Навье и О. Коши были установле­ны общие ур-ния теории упругости. Дальнейшие фундам. результаты в этой области получили англ. учё­ные Дж. Грин, У. Томсон, франц. учёные С. Пуассон, А. Сен-Венан, Г. Ламе, нем. учёный Г. Кирхгоф, Остроградский и др. Исследования Навье и англ. учёного Дж. Стокса при­вели к установлению дифф. ур-ний движения вязкой жидкости. Сущест­венный вклад в дальнейшее развитие динамики идеальной и вязкой жид­кости внесли нем. учёный Г. Гельм­гольц (учение о вихрях), Кирхгоф и Жуковский (отрывное обтекание тел), англ. учёный О. Рейнольдс (начало изучения турбулентных тече­ний), Н. П. Петров (гидродинамич. теория трения при смазке), нем. учё­ный Л. Прандтль (теория погранично­го слоя) и др. Сен-Венан предложил первую матем. теорию пластич. тече­ния металла.

В 20 в. интенсивно развиваются новые области науки — теория нели­нейных колебаний, основы к-рой бы­ли заложены в трудах Ляпунова и франц. учёного А. Пуанкаре, М. тел перем. массы и динамика ракет, где ряд исходных исследований при­надлежит И. В. Мещерскому (труды кон. 19 в.) и К. Э. Циолковскому. В М. сплошной среды появляются два раздела: аэродинамика, основы к-рой, как и всей авиац. науки, были созданы Жуковским, и газовая дина­мика, основы к-рой были заложены С. А. Чаплыгиным.

Современные проблемы механики. К числу этих проблем относятся уже отмечавшиеся задачи теории колеба­ний (особенно нелинейных), динамики тв. тела, теории устойчивости движе­ния, а также М. тел перем. массы и динамики косм. полётов. Всё боль­шее значение приобретают задачи, требующие применения вероятност­ных методов расчёта, т. е. задачи, в к-рых, напр., для действующих сил известна лишь вероятность того, ка­кие значения они могут иметь. В М.

непрерывной среды весьма актуальны проблемы: изучения поведения макро­частиц при изменении их формы, что связано с разработкой более строгой теории турбулентного течения жид­кости; решения задач теории пластич­ности и ползучести; создания обос­нованной теории прочности и разру­шения тв. тел.

Большой круг задач М. связан с изучением движения плазмы в магн. поле (магнитная гидродинамика), т. е. с решением одной из самых актуаль­ных проблем совр. физики — осущест­влением управляемого термоядерного синтеза. В гидродинамике ряд важ­нейших задач связан с проблемами больших скоростей в авиации, бал­листике, турбиностроении и двигателестроении. Много новых задач воз­никает на стыке М. с др. областями наук. Сюда относятся проблемы гидротермохимии, т. е. исследования механич. процессов в жидкостях и га­зах, вступающих в хим. реакции, изучение сил, вызывающих деление клеток, механизма образования му­скульной силы и др.

При решении мн. задач М. исполь­зуются электронно-вычислительные и аналоговые машины; разработка ме­тодов решения новых задач М. с по­мощью этих машин (особенно М. сплошной среды) — также весьма ак­туальная проблема.

• Г а л и л е й Г., Соч., т. 1, М.—Л., 1934; Н ь ю т о н И., Математические начала на­туральной философии, пер. с лат., М.—Л., 1936 (Крылов А. Н., Собр. соч., т. 7); Э й л е р Л., Основы динамики точки, пер. с лат., М.—Л., 1938; Д'А л а м б е р Ж., Динамика, пер. с франц., М.—Л., 1950; Л а г р а н ж  Ж., Аналитическая механика, пер. с франц., 2 изд., т. 1—2, М.—Л., 1950; Жуковский Н. Е., Теоретическая механика, 2 изд., М.—Л., 1952; Суслов Г. К., Теоретическая механика, 3 изд., М.— Л., 1946; Бухгольц Н. Н., Основной курс теоретической механики, 9 изд., ч. 1, 6 изд., ч. 2, М., 1972; Моисеев Н. Д., Очерки развития механики, М., 1961; Кос­модемьянский А. А., Очерки по истории механики, 2 изд., М., 1964; История механики с древнейших времен до конца XVIII в., М., 1971; Веселовский И. Н., Очерки по истории теоретической механи­ки, М., 1974; Механика в СССР за 50 лет, т. 1—3, М., 1968—72; См. также лит. при ст. Гидроаэромеханика, Упругости теория и Пластичности теория.

С. М. Тарг.

МЕХАНИКА СПЛОШНОЙ СРЕДЫ, раздел механики, посвящённый изу­чению движения и равновесия газов, жидкостей, плазмы и деформируемых тв. тел; подразделяется на гидроаэромеханику, газовую динамику, упругости теорию, пластичности теорию и др. Осн. допущение М. с. с. состоит в том, что в-во можно рассматривать как не­прерывную, сплошную среду, пре­небрегая его молекулярным (атом­ным) строением, и одновременно счи­тать непрерывным распределение в среде всех её хар-к (плотности, на­пряжений, скоростей ч-ц и др.). Эти допущения позволяют применять в М. с. с. хорошо разработанный для непрерывных ф-ций аппарат высшей математики на основании того, что размеры молекул ничтожно малы по сравнению с размерами ч-ц, к-рые

рассматриваются   при   теор.   и  эксперим.   исследованиях   в   М. с. с.

Исходными в М. с. с. при изучении любой среды являются: 1) ур-ния движения или равновесия среды, полу­чаемые как следствие осн. законов ме­ханики; 2) ур-ние неразрывности (сплошности) среды, являющееся след­ствием закона сохранения массы; 3) ур-ние сохранения энергии. Осо­бенности каждой конкретной среды учитываются т. н. ур-нием состояния, или реологич. ур-нием, устанавли­вающим для данной среды вид зави­симости между напряжениями и де­формациями или скоростями дефор­мации среды. Хар-ки среды могут также зависеть от темп-ры и др. физ.-хим. параметров; вид таких зависимо­стей устанавливается дополнительно. Кроме того, при решении каждой кон­кретной задачи должны задаваться начальные и граничные условия, вид к-рых тоже зависит от особенностей среды.

М. с. с. применяется в разл. обла­стях физики и техники.

• Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика сплошных сред, 2 изд., М., 1954 (Теоретическая физика); Седов Л. И., Механика сплошной среды, 2 изд., т. 1—2, М., 1973.

С. М. Тарг.

МЕХАНИКА СЫПУЧИХ СРЕД, раздел механики сплошной среды, в к-ром исследуются равновесие и движение сыпучих сред (песчаных, глинистых и др. грунтов, зерна и т. д.). Задача М. с. с.— гл. обр. определение дав­ления грунтов на опорные стенки, формы возможных поверхностей спол­зания откосов, вычисление необходи­мой глубины фундаментов, определе­ние давления зерна на стены элевато­ров, изучение волн. процессов в грун­тах при динамич. нагружениях и т. д. Одним из осн. разделов М. с. с. явл. механика грунтов.

МЕХАНИКА ТЕЛ ПЕРЕМЕННОЙ МАССЫ, раздел теор. механики, в к-ром изучается движение матер. тел, масса к-рых изменяется во время дви­жения. Осн. исследования по М. т.п. м. принадлежат И. В. Мещерскому и К. Э. Циолковскому. Задачи М. т. п. м. выдвигаются развитием ави­ационной и ракетной техники, а также теор. механики и астрономии.

Изменение массы тела (точки) во вре­мя движения может обусловливаться отделением (отбрасыванием) ч-ц или их присоединением (налипанием). При полёте совр. реактивных самолётов с воздушно-реактивными двигателями происходят одновременно как про­цессы присоединения, так и отделения ч-ц. Масса таких самолётов увеличи­вается за счёт ч-ц воздуха, засасывае­мых в двигатель, н уменьшается в ре­зультате отбрасывания ч-ц — продук­тов горения топлива. Основное век­торное дифф. ур-ние движения точки перем. массы для случая присоедине­ния и отделения ч-ц, полученное в 1904 Мещерским, имеет вид:

416

 

 

где М — масса точки, v — её ско­рость, t — время, F — равнодейству­ющая приложенных сил, V₁ — отно­сит. скорость отделяющихся ч-ц, │dM₁/dt│ секундный расход массы,

V₂ — относит.   скорость присоединяющихся ч-ц, │dM₂/dt│ — секундный приход

массы.    Произведение    (dM₁/dt)V₁=Ф₁—реактивная    тяга,     a  ( dM2/dt)V₂=Ф₂—

тормозящая сила, обусловленная присоединением частиц. Для совр. ракет ур-ние движения получается из (*) при условии, что Ф₂=0.

В М. т. п. м. рассматриваются два класса задач: определение траекто­рии центра масс и определение движе­ния тела перем. массы около центра масс. В ряде случаев можно найти траекторные хар-ки движения центра масс, исходя из ур-ний динамики точ­ки перем. массы. Изучение движения тел перем. массы около центра масс важно для исследования динамич. ус­тойчивости реальных объектов (ра­кет, самолётов), их управляемости и манёвренности. К задачам М. т. п. м. относится также отыскание оптим. режимов движения, т. е. определение таких законов изменения массы тела или точки, при к-рых кинематич. или динамич. хар-ки их движения ста­новятся наилучшими. Наиболее эфф. метод решения таких задач — вариа­ционное исчисление.

Важной задачей механики тел пе­рем. массы с тв. оболочкой явл. изу­чение движения этих тел при нек-рых дополнит. условиях, налагаемых на скорость центра масс. Такие задачи возникают, напр., при изучении дви­жения телеуправляемых ракет и бес­пилотных самолётов, наводимых на цель автоматически, или по радио­командам с Земли, или же по коман­дам, вырабатываемым головками са­монаведения. Большое число работ по М. т. п. м. относится к изучению движения небесных тел. Допуская, что увеличение массы небесного тела происходит за счёт налипания косм. пыли, приходят к дополнит. условию о равенстве нулю абс. скорости на­липающих ч-ц. Ур-ние движения точки перем. массы в этом случае прини­мает вид: d/dt(Mv)=F. М. т. п. м.

находит приложения  при исследова­ниях и в др. областях техники.

• Мещерский И. В., Работы по меха­нике тел переменной массы, 2 изд., М., 1952; Циолковский К. Э., Собр. соч., т. 2, М., 1954; Методы оптимизации с прило­жениями к механике космического полета, под ред. Дж. Лейтмана, М., 1965; Кос­модемьянский А. А., Курс теоре­тической механики, 3 изд., ч. 2, М., 1966. См. также лит. при ст. Динамика ракет.

А. А. Космодемьянский.

МЕХАНИЧЕСКИЙ ЭКВИВАЛЕНТ СВЕТА, отношение потока излучения к содержащемуся в нём световому потоку. Понятие «М. э. с.» применяется обычно к монохроматич. излучению,

 

лежащему в световом диапазоне. Ве­личина, обратная М. э. с., наз. све­товой эффективностью излучения. М. э. с. явл. ф-цией длины волны света l и наименьшее значение, рав­ное 0,00146 Вт/лм, принимает при

l»555  нм.

Д.   И. Лазарев.

МЕХАНИЧЕСКИЙ ЭКВИВАЛЕНТ ТЕПЛОТЫ, количество работы, экви­валентное ед. количества теплоты (ка­лории или килокалории). Понятие «М. э. т.» возникло в связи с тем, что исторически механич. работу и кол-во теплоты измеряли в разных единицах. С установлением эквивалентности ме­ханич. работы и теплоты (см. Энергии сохранения закон) были произведены тщательные измерения М. э. т., по­казавшие, что 1 ккал=426,9 кгс•м. В Международной системе единиц (СИ) принята одна единица для измере­ния работы и кол-ва теплоты — джо­уль (1 Дж=0,239 кал=0,102 кгс•м), поэтому пользоваться понятием «М. э. т.» нет необходимости.

МЕХАНОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФ­ФЕКТ, наблюдается в жидком гелии ⁴ Не при темп-pax ниже темп-ры пере­хода в сверхтекучее состояние (ниже 2,19 К при норм. давлении): при вы­текании гелия из сосуда через узкий капилляр или щель (~1 мкм) оста­ющийся в сосуде гелий нагревается. Открыт в 1938 англ. физиками Д. Г. Доунтом и К. Мендельсоном; эффект получил объяснение на основе квант. теории сверхтекучести. Обрат­ное явление — течение гелия, вы­званное подводом теплоты, наз. тер­момеханическим эффектом. См. Ге­лий жидкий.

МЕХАНОСТРИКЦИЯ, деформация, возникающая в ферро-, ферри- и антиферромагн. образцах при наложе­нии механич. напряжений, изменяю­щих магн. состояние (намагничен­ность) образцов. М. явл. следствием магнитострикции. В отсутствии внеш. магн. поля механич. напряжения вы­зывают в образце процессы смещения границ магн. доменов и вращения век­торов их самопроизвольной намагни­ченности, что приводит к дополни­тельному, по сравнению с упругим, изменению размеров образца. При наличии М. деформация (напр., удли­нение) образца оказывается непропорц. напряжению, т. е. наблюдается откло­нение от Гука закона.

• Белов К. П., Упругие, тепловые и электрические явления в ферромагнетиках, 2 изд., М., 1957.

МЕЧЕНЫЕ АТОМЫ,     то    же,    что изотопные индикаторы.

МИГРАЦИЯ ЭНЕРГИИ (от лат. migratio — перемещение), многократный безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения. При на­личии в в-ве примесных центров лю­минесценции М. э. от центра к центру наблюдается при достаточно большой концентрации примесных атомов или молекул в оптически инертном раство­рителе (жидкостях, стёклах, кристаллах); в этом случае она обычно обу­словлена резонансным диполь-дипольным или обменным вз-ствием (т. н. механизм Ферстера). В кристаллах М. э. может быть обусловлена также переносом энергии экситонами, и во мн. случаях М. э. в них можно рас­сматривать как диффузионное дви­жение экситонов. М. э. может при­водить к сенсибилизированной люми­несценции или к тушению люминесцен­ции (если при М. э. энергия возбужде­ния поглощается тушащими центрами). М. э. играет большую роль в биоло­гии в процессах фотосинтеза.

• См.   лит.   при   ст.   Перенос энергии.

М.   Д.   Галанин.

МИДЕЛЕВОЕ СЕЧЕНИЕ (мидель) (от голл. middel — средний), для движу­щегося в воде или воздухе тела (напр., торпеды, корпуса судна, фюзеляжа самолёта, ракеты) — наибольшее по площади сечение этого тела плоско­стью, перпендикулярной направле­нию движения. К площади М. с. обычно относят действующую на тело силу сопротивления. Под площадью М. с. понимают ещё площадь проек­ции тела на плоскость, перпендику­лярную направлению его движения.

МИКРО... (от греч. mikros — малый), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наименова­ния дольной единицы, равной одной миллионной доле исходной единицы. Обозначения: мк, m,. Напр., 1 мкс (микросекунда)=10^-6 с.

МИКРОВОЛНОВАЯ СПЕКТРОСКО­ПИЯ, радиоспектроскопия сантиметро­вого и миллиметрового диапазонов длин волн l (СВЧ). Т. к. в этот диа­пазон попадает большинство враща­тельных и вращательно-пнверсионных спектров молекул, наблюдение к-рых в тв. телах и жидкостях невозможно, то М. с. часто отождествляют с радио­спектроскопией газов. Измерение ча­стот вращат. спектров молекул позво­ляет определить структуру молекулы и природу хим. связи. Колебания ато­мов, составляющих молекулу, при­водят к расщеплению линий вращат. спектра и к возникновению тонкой структуры. В спектрах линейных моле­кул и молекул типа симметричного волчка возможно т. н. l-удвоение ли­ний, а в спектрах молекул типа асим­метричного волчка, обладающих пло­скостью инверсии,— инверсионное рас­щепление. Спектры l-удвоения на­блюдаются, напр., у молекулы HCN, причём переходы между уровнями удвоения попадают в диапазон l~3 мм. Инверсионное расщепление на­блюдается только у молекулы аммиа­ка (NH₃, ND₃, NH₂D). Инверсионный спектр молекулы NH₃ попадает в область l~1,3 см, а спектр молекулы ND₃— в область l~15—18 см. Обе эти молекулы использовались в пер­вых квант. генераторах (см. Молеку­лярный генератор).

417

 

 

Сверхтонкая структура вращат. мол. спектров обусловлена слабыми вз-ствиями электрич. и магн. момен­тов ат. ядер между собой и с полем, создаваемым эл-нами в молекуле. Квадрупольная сверхтонкая структура спектров вызвана вз-ствием квадрупольного момента ядра с электрич. внутримол. полем, а магн. сверхтон­кая структура связана с вз-ствием магн. моментов ядер между собой и с магн. полем, обусловленным враще­нием молекулы как целого. Наблюде­ние квадрупольной сверхтонкой струк­туры даёт информацию о спине, квадрупольном и магнитном моментах ядер, входящих в состав молекулы.

Радиоспектроскоп СВЧ содержит ге­нератор (клистрон), излучение к-рого пропускают через волноводную ячей­ку, заполненную исследуемым газом. После этого оно попадает на детектор. Сигнал детектора подаётся на реги­стрирующий прибор; он пропорц. мощ­ности, поглощённой в волноводе. Плавно изменяя частоту генератора, определяют резонансную частоту и ин­тенсивность поглощения. Иногда вме­сто волноводной ячейки применяется объёмный резонатор. Для повышения чувствительности радиоспектроско­пов интенсивность спектр. линии мо­дулируют с помощью электрич. или магн. полей. Модуляция происходит за счёт расщепления линий в электри­ческом (Штарка эффект) или маг­нитном (Зеемана эффект) полях.

Разрешающая способность радио­спектроскопа определяется шириной спектр. линии Dw (w — частота излу­чения), к-рая в газе обусловлена гл. обр. Доплера эффектом и соударения­ми молекул друг с другом и со стен­ками ячейки. Роль соударений можно уменьшить, понижая давление р в ячейке [при р~0,13 Н/м² или 10^{-3 мм рт. ст.} Dw~(1 —5)•10⁴ Гц] или используя мол. пучки, в к-рых практически полностью отсутствуют соударения молекул друг с другом (см. Молекулярные и атомные пучки). В этом случае w~10³ Гц, что позволяет наблюдать не только квадрупольную, но и магнитную сверхтонкую структуру, однако применение мол. пучков связано с уменьшением интен­сивности линии. Для её повышения «очищают» от ч-ц верх. энергетич. уро­вень или увеличивают в иеск. раз насе­лённость ниж. уровня. При этом, т. к. коэфф. поглощения волны пропорц. разности населённостей уровней, между к-рыми происходит переход, интен­сивность спектр. линии увеличивается в kT/ћw раз (Т — темп-pa газа). В мол. пучке это осуществляется с помощью неоднородных электрич. или магн. полей, а в равновесном газе — с по­мощью вспомогат. излучения (см. Квантовая электроника).

• См.   лит. при   ст.   Радиоспектроскопия.

А.  Н.  Ораевский.

МИКРОКАНОНИЧЕСКИЙ АН­САМБЛЬ ГИББСА, статистический ансамбль для изолированных (не об­менивающихся энергией с окружаю­щими телами) макроскопич. систем, имеющих пост. объём и пост. число ч-ц. Введён амер. физиком Дж. У. Гиббсом (J. W. Gibbs) в 1901 как одно из важных понятий статистиче­ской физики. В М. а. Г. распределение по состояниям описывается микрока­ноническим распределением Гиббса.

МИКРОКАНОНИЧЕСКОЕ РАСПРЕ­ДЕЛЕНИЕ ГИББСА, равновесное рас­пределение вероятностей состояний статистического ансамбля систем с заданной полной энергией при пост. объёме и пост. числе ч-ц, но энергети­чески изолированных от окружающей среды, т. е. статистич. распределение для микроканонического ансамбля Гиббса. Установлено амер. физиком Дж. У. Гиббсом (1901) как один из осн. законов статистической физики.

В классич. статистике статистич. ансамбль характеризуется ф-цией рас­пределения f(р, q], зависящей от обобщённых координат q и им­пульсов р всех ч-ц системы. Эта ф-ция определяет плотность вероятности микроскопич. состояния (р, q) системы. Равновесное распределение должно за­висеть от интегралов движения сис­темы, её полной энергии H(р, q). Согласно М. р. Г., все микроскопич. состояния на поверхности заданной энергии Н(р, q) (т. е. заданной Га­мильтона функции) равновероятны, а вероятности других состояний равны нулю (системы энергетически изоли­рованы), следовательно f(р, q)=Аd[Н(р, q)-ξ], где d — дельта-функция Дирака, £ — заданное зна­чение энергии. Постоянная А опре­деляется из условия нормировки: сум­марная вероятность пребывания сис­темы во всех состояниях равна едини­це.

В квант. статистике рассматривает­ся ансамбль энергетически изолиро­ванных квант. систем с пост. объёмом V и числом ч-ц N, имеющих одинако­вую энергию ξ с точностью до Dξ<<ξ. Величину Dξ выбирают обычно ма­лой, но конечной, т. к. точная фик­сация энергии в квант. механике, в соответствии с неопределённостей соот­ношением между энергией и временем, потребовала бы бесконечного времени наблюдения. Предполагается, что для таких систем все квантовомеханич. состояния с энергией от ξ до ξ+Dξ равновероятны. Такое распре­деление вероятностей w состояний системы, когда w (ξ_к) =

наз. М. р. Г. для квантового стати­стического ансамбля. Здесь W(ξ, N, V) — статистический вес, рав­ный числу квант. состояний в слое Dξ и определяемый из условия нор­мировки S_кw(ξ_к)=1. М. р. Г. ма­лочувствительно к выбору ширины

энергетич. слоя Dξ, поэтому в квант. статистике можно также рассматри­вать ансамбль полностью изолирован­ных систем, когда Dξ®0. Такому М. р. Г. соответствует матрица плот­ности r=Ad(H-ξ), где Н — гамиль­тониан, системы.

М. р. Г. неудобно для практич. при­менений, т. к. для вычисления W нужно найти распределение квант, уровней системы из большого числа ч-ц, что представляет очень сложную задачу. М. р. Г. применяется при теор. исследованиях, т. к, из всех Гиббса распределений оно наиболее тесно связано с механикой. Для кон­кретных задач удобнее рассматривать не энергетически изолированные сис­темы, а системы, находящиеся в теп­ловом контакте с окружающей средой, темп-pa к-рой постоянна (с термоста­том), и применять каноническое рас­пределение Гиббса или рассматривать системы, для к-рых возможен обмен энергией и ч-цами с термостатом, и использовать Гиббса большое канони­ческое распределение.

• См. лит. при ст.  Статистическая физика.

Д.   Н.  Зубарев.

МИКРОН (от греч. mikron — малое) (мк, m), устаревшее назв. дольной ед. длины, равной 10^{-6 м; совр. наимено­вание — микрометр (обознача­ется мкм).}

МИКРОНАПРЯЖЕНИЯ, внутрен­ние напряжения, существующие в кристаллах в отсутствии внеш. сил и уравновешенные в объёмах, малых по сравнению с объёмом всего тела. Ис­точники М.— несовершенства крист. строения: точечные дефекты и их скоп­ления, дислокации и т. п. По мере приближения к дефекту кристалла напряжения возрастают и могут до­стигать значений порядка предела прочности материала. М. определяют ряд физ. св-в кристаллов и прежде все­го закономерности их пластич. де­формирования и разрушения.

МИКРОПРИЧИННОСТИ УСЛОВИЕ, требование, согласно к-рому условие причинности (причина должна пред­шествовать во времени следствию) вы­полняется вплоть до сколь угодно малых расстояний и промежутков вре­мени. Из теории относительности сле­дует, что допущение о существований физ. сигналов, распространяющихся со сверхсветовой скоростью, приво­дит к нарушению требования при­чинности. Таким образом, М. у. оз­начает запрет на сверхсветовые сиг­налы «в малом». В квант. теории, где физ. величинам ставятся в соответ­ствие операторы, М. у. выступает как требование переставимости любых операторов, относящихся к двум точ­кам пространства-времени, если эти точки нельзя связать световым сиг­налом; такая переставимость означает, что физ. величины, к-рым соответст­вуют эти операторы, могут быть точно определены независимо и одновре­менно. М. у. существенно в квантовой теории поля, особенно в дисперсион-

418

 

 

ном и аксиоматич. подходах, к-рые не опираются на конкретные модель­ные представления о вз-ствии и поэто­му могут быть использованы для пря­мой проверки М. у. В квант. электро­динамике М. у. экспериментально про­верено до расстояний ³10^{-16 см (и соответственно до времён} ³10^-26 с). Нарушение М. у. привело бы к не­обходимости радикального изменения способа описания физ. процессов, от­каза от принятого в совр. теориях динамич. описания, при к-ром состоя­ние физ. системы в данный момент времени (следствие) определяется её состояниями в предшествующие момен­ты времени (причина).

• См. лит. при ст. Квантовая теория поля, Причинности принцип.

В.    И.    Григорьев.

МИКРОПРОЕКЦИЯ, способ получе­ния на экране (а при микрофото- и микрокиносъёмке — на фоточувствпт. слое) изображений оптических малых объектов, даваемых микроскопом. При

М. объектив 2 микроскопа (рис.) об­разует, как обычно, увеличенное действит. изображение 1 объекта 1; окуляр 3 работает как проекц. сис­тема (для этого микроскоп фокусиру­ют так, чтобы изображение 1' нахо­дилось перед передним фокусом F окуляра) и создаёт действит. изобра­жение 1" на экране 4. Линейное увеличение оптическое при М.

где b_0б и Г_ок — номинальные значе­ния увеличений объектива и окуляра, f'_ок — фокусное расстояние окуляра, К — расстояние от окуляра до экрана. М. применяют также для получения изображений микроскопич. объектов на фотокатоде электронно-оптического преобразователя при наблюдении в УФ и ИК лучах, в телевизионной микро-скотт и т. д.

• См. лит. при ст. Микроскоп.

МИКРОСКОП (от греч. mikros — ма­лый и skopeo — смотрю), оптич. при­бор для получения сильно увеличен­ных изображений объектов (или дета­лей их структуры), не видимых нево­оружённым глазом. Различные типы М. предназначаются для обнаружения л изучения бактерий, органич. кле­ток, мелких кристаллов, структуры сплавов и др. объектов, размеры к-рых меньше мин. разрешения глаза (см. Разрешающая способность), равного ОД мм. С помощью М. определяются форма, размеры, структура и др. хар-ки микрообъектов. М. даёт возмож­ность различать структуры с расстоя­нием между элементами до 0,20 мкм.

Св-во линзы или системы из двух линз давать увеличенные изображе­ния предметов было известно уже в 16 в. Первые успешные применения М. в научных исследованиях связаны с именами англ. учёного Р. Гука, уста­новившего (ок. 1665), что животные и растит. ткани имеют клеточное строе­ние, и голл. учёного А. Левенгука, открывшего с помощью М. микроорга­низмы (1673—77). Разработка нем. физиком Э. Аббе (1872—73) теории образования изображений несамо­светящихся объектов в М. способство­вала развитию разнообразных мето­дов микроскопич. исследований.

Оптическая схема и принцип дей­ствия микроскопа. Одна из типичных схем М. приведена на рис. 1. Объект 7, расположенный на предметном столике 10, освещается обычно искусств. све­том от осветителя (лампа 1 и линза-коллектор 2) с помощью зеркала 4 и конденсора 6. Для увеличения объек-

та служит объектив 8 и окуляр 9. Объектив создаёт действительное пе­ревёрнутое и увеличенное изображе­ние 7' объекта 7. Окуляр образует вторично увеличенное мнимое изо­бражение 7" обычно на расстоянии на­илучшего видения D = 250 мм. Если окуляр сдвинуть так, чтобы изображе­ние 7' оказалось перед передним фо­кусом окуляра F_ок, то изображение, даваемое окуляром, становится дей­ствительным и его можно получить на экране или фотоплёнке (см. Микро­проекция). Общее увеличением, равно произведению увеличения объектива на увеличение окуляра:

г=bГ_ок.

Увеличение   объектива   выражается ф-лой: b=D/f'_об, где D — расстоя­ние между задним фокусом объектива F'_об и передним фокусом окуляра F_ок (т. н. оптич. длина тубуса М.);  f'_об— фокусное расстояние объектива. Уве­личение окуляра, подобно увеличе­нию лупы, выражается ф-лой:

Г_ок= 250/f'_ок, где f_'ок — фокусное рас­стояние окуляра. Обычно объективы М. имеют увеличения от 6,3 до 100, а окуляры от 7 до 15. Поэтому общее увеличение М. лежит в пределах от 44 до 1500. Ирисовые полевая диа­фрагма 3 и апертурная 5 служат для ограничения светового пучка и умень­шения рассеянного света.

Важной хар-кой М. явл. его раз­решающая способность, определяемая как величина, обратная тому наименьшему расстоянию, на к-ром два соседних элемента струк­туры ещё могут быть видимы раздель­но. Разрешающая способность М. ог­раничена, что объясняется дифракцией света. Вследствие дифракции изоб­ражение бесконечно малой светящей­ся точки, даваемое объективом М., имеет вид не точки, а круглого свет­лого диска (окружённого тёмными и светлыми кольцами), диаметр к-рого равен: d=l,22 l/А, где l —длина вол­ны света и А — т. н. числовая апер­тура объектива, равная: А = пsina/2 (n — показатель преломления среды, находящейся между предметом и объ­ективом, a — угол между крайними лучами конического светового пучка, выходящего из точки предмета и по­падающего в объектив). Если две светящиеся точки расположены близ­ко друг от друга, их дифракц. кар­тины накладываются одна на другую, давая в плоскости изображения слож­ное распределение освещённости. На­именьшая относит. разница освещённостей, к-рая может быть замечена глазом, равна 4%. Этому соответст­вует наименьшее расстояние, разре­шаемое в М., d=0,42d=0,51 l/А. Для несамосветящихся объектов пре­дельное разрешение d_пр составляет ~l/(А+А'), где А'— числовая апер­тура конденсора М. Т. о., разре­шающая способность (~1/d) прямо пропорц. апертуре объектива и для её повышения пр-во между предме­том и объективом заполняется жид­костью с большим показателем пре­ломления (см. Иммерсионная система). Апертуры иммерсионных объективов большого увеличения достигают вели­чины А = 1,3 (у обычных «сухих» объективов А ~ 0,9).

Существование предела разрешаю­щей способности влияет на выбор уве­личения М. Увеличение М. в преде­лах 500А—1000А наз. полезным, т. к. при нём глаз различает все эле­менты структуры объекта, разрешае­мые М. При увеличениях св. 1000 А не выявляются никакие новые под­робности структуры препарата; всё же иногда такие увеличения применяются, напр. в микрофотографии, при микропроекции.

Методы наблюдения (микроскопия). Структуру препарата можно разли­чить, если разные его ч-цы по-разно-

419

 

 

му поглощают и отражают свет либо отличаются одна от другой (или от среды) показателями преломления. Эти св-ва обусловливают разницу ампли­туд и фаз световых волн, прошедших через разл. участки препарата, от че­го, в свою очередь, зависит контраст­ность изображения. Поэтому методы наблюдения, применяемые в микро­скопии, выбираются в зависимости от хар-ра и св-в изучаемого препарата.

Метод светлого поля в проходящем свете приме­няется при исследовании прозрачных препаратов с включёнными в них абсорбирующими (поглощающими свет) ч-цами и деталями. Таковы, напр., тонкие окрашенные срезы жи­вотных и растит. тканей, тонкие шли­фы минералов. В отсутствии препарата пучок лучей из конденсора 6 (рис. 1) проходит через объектив 8 и даёт рав­номерно освещённое поле вблизи фо­кальной плоскости окуляра 9. Если в препарате 7 имеется абсорбирующий объект, то он отчасти поглощает и отчасти рассеивает падающий на него свет (штриховая линия), что и обус­ловливает, согласно дифракц. теории, возникновение изображения. Метод может быть полезен и при неабсорби­рующих объектах, если они рассеи­вают освещающий пучок настолько сильно, что значит. часть пучка не по­падает в объектив.

Метод светлого поля в отражённом свете (рис. 2) применяется для наблюдения непрозрачных объектов, напр. шлифов ме­таллов 4.

Освещение препарата про­изводится от осветителя 1 и полупро­зрачного зеркала 2 сверху через объек­тив 3, к-рый выполняет одновременно и роль конденсора. Изображение соз­даётся в плоскости 6 объективом сов­местно с тубусной линзой 5; структу­ра препарата видна из-за различия в отражающей способности её элемен­тов; на светлом поле выделяются не­однородности, рассеивающие падаю­щий на них свет.

М е т о д  т ё м н о г о  п о л я   в  п р о х о д я щ е м  с в е т е (рис. 3) применяется для получения изобра­жений прозрачных, неабсорбирующих объектов. Свет от осветителя 1 и зеркала 2 проходит спец. т. н. к о н д е н с о р  т ё м н о г о  п о л я 3 в виде полого конуса и непосредствен­но в объектив 5 не попадает. Изобра­жение создаётся только светом, рас­сеянным микрочастицами препарата 4. В поле зрения 6 на тёмном фоне вид­ны светлые изоб­ражения ч-ц, от­личающихся от ок­ружающей среды по показателю преломления.

М е т о д   у л ь т р а м и к р о с к о п и и, основанный на этом же прин­ципе (освещение препарата в ульт­рамикроскопах производится пер-

пендикулярно направлению наблюде­ния), даёт возможность обнаруживать сверхмелкие детали, размеры к-рых (~2•10^{-9 м) лежат далеко за преде­лами разрешения М. (см. Ультрами­кроскоп).}

При наблюдении по методу тёмного поля в отражён­ном свете непрозрачные препа­раты (напр., шлифы металлов) осве­щают сверху специальной кольцевой системой, расположенной вокруг объектива и наз.  э п и к о н д е н с о р о м.

Метод наблюдения в поляризованном свете (в проходящем и отражённом) применя­ется для исследования под М. анизо­тропных объектов (см. Оптическая анизотропия), таких, как минералы, руды, зёрна в шлифах сплавов, нек-рые животные и растит. ткани и клет­ки. С помощью анализаторов и ком­пенсаторов, к-рые включены в оптич. систему, изучается изменение поляри­зации света, прошедшего через пре­парат.

М е т о д  ф а з о в о г о  к о н т р а с т а  служит для получения изображений прозрачных и бесцвет­ных объектов, невидимых при наблю­дении по методу светлого поля. К чис­лу таких объектов относятся, напр., живые неокрашенные животные тка­ни. Метод основан на том, что даже при малом различии показателей пре­ломления объекта и среды световая волна, прошедшая сквозь них, пре­терпевает разные изменения по фазе и приобретает т. н. фазовый рельеф. Эти фазовые изменения преобразуются в изменения яркости («амплитудный

рельеф») с помощью спец. фазовой пластинки (фазового кольца), рас­положенной вблизи заднего фокуса объектива. Лучи, прошедшие через препарат, полностью проходят через фазовое кольцо, к-рое изменяет их фазу на ^l/₄. В то же время лучи, рассеянные в препарате (отклонён­ные), не попадают в фазовое кольцо и не получают дополнит. сдвига фазы. С учётом фазового сдвига в препарате разность фаз между лучами отклонён­ными и неотклонёнными оказывается близкой к 0 или ^l/₂, и в результате интерференции света в плоскости изображения препарата они заметно усиливают или ослабляют друг дру­га, давая контрастное изображение структуры препарата, в к-ром распре­деление яркостей воспроизводит ука­занный выше фазовый рельеф.

М е т о д  и н т е р ф е р е н ц и о н н о г о  к о н т р а с т а  состоит в том, что каждый луч, входящий в М., раздваивается: один проходит сквозь наблюдаемую ч-цу, а второй — мимо неё. В окулярной части М. оба луча вновь соединяются и интерферируют между собой. Результат интерферен­ции определяется разностью хода лу­чей d, к-рая выражается ф-лой: d=Nl=(n₀-n_m)d, где n₀, n_m — по­казатели преломления соответственно ч-цы и окружающей среды, d — тол­щина ч-цы, N — порядок интерферен­ции. Принципиальная схема одного из способов осуществления интерференц. контраста показана на рис. 4.

Конденсор 1 и объектив 4 снабжены двоякопреломляющими пластинка­ми (помечены на рисунке диагональ­ными стрелками), первая из к-рых расщепляет исходный световой луч на два луча, а вторая воссоединяет их. Один из лучей, проходя через объект 3, запаздывает по фазе (при­обретает разность хода по сравнению со вторым лучом); величина этого запаздывания измеряется компенса­тором 5. Метод интерференц. контра­ста в нек-рых отношениях сходен с методом фазового контраста — оба они основаны на интерференции лучей, прошедших через микрочастицу и ми­новавших её. Отличие интерференц. метода от метода фазового контраста заключается гл. обр. в возможности с высокой точностью (до ^l/₃₀₀) изме­рять разности хода, вносимые ми­крообъектом, используя компенса­торы. На основании этих измерений можно производить количественные расчёты, напр., общей массы и кон­центрации сухого в-ва в клетках биол. препаратов.

Метод     исследования    в свете   люминесценции ос-

420

 

 

нован на том, что под М. изучается зелено-оранжевое свечение объекта, возникающее при его освещении сине-фиолетовым или УФ светом (см. Лю­минесценция). Для этой цели перед конденсором и после объектива М. вводят соответствующие светофильт­ры. Первый из них пропускает от ис­точника-осветителя только излучение, вызывающее люминесценцию объекта, второй (после объектива) пропускает к глазу наблюдателя только свет люминесценции. Метод применяется в микробиологии, цитологии, микро-хим. анализе, дефектоскопии и т. п.

М е т о д  н а б л ю д е н и я  в У Ф  л у ч а х  позволяет увеличить предельную разрешающую способ­ность М., пропорциональную 1/l Этот метод расширяет возможности микроскопич. исследований также за счёт того, что ч-цы многих в-в, про­зрачные в видимом свете, сильно по­глощают УФ излучение определ. длин волн и, следовательно, легко разли­чимы в УФ изображениях. Изображе­ния в УФ микроскопии регистрируют либо фотографированием, либо с по­мощью электронно-оптического преоб­разователя или люминесцирующего экрана.

Метод наблюдения в ИК лучах также требует преобразо­вания невидимого для глаза изображе­ния в видимое путём его фотографи­рования или с помощью электронно-оптич. преобразователя. ИК микро­скопия позволяет изучать внутр. структуру объектов, непрозрачных в

видимом свете, напр. тёмных стёкол, нек-рых кристаллов, минералов.

Основные узлы микроскопа. Кроме указанных выше оптич. узлов (напр., объектив, окуляр), в М. имеются также штатив или корпус, предметный сто­лик для крепления препарата, меха­низмы для грубой и точной фокуси­ровки, устройство для крепления объективов и тубус для установки окуляров.

Применение того или иного типа конденсора (светлопольные, темнопольные и т. д.) зависит от вы­бора необходимого метода наблюде­ния.

Объективы в большинстве совр. М. съёмные. По исправлению хрома­тических аберраций объективы разде­ляются на ахроматы, наиболее про­стые по устройству, и апохроматы, к-рые имеют улучшенную хроматич. коррекцию. Для исправления кривиз­ны поля используются п л а н а х р о м а т ы  и  п л а н а п о х р о м а т ы,  имеющие  плоское   поле   зрения, что особенно важно для микрофотографии.. Кроме того, объективы различа­ются:    а)    по    спектр.    хар-кам — на объективы для видимой области спект­ра и для УФ и ИК микроскопии (лин­зовые   и   зеркально-линзовые);   б)   по длине тубуса,   на   к-рую они рассчитаны (в  зависимости  от  конструкции микроскопа); в) по среде между объективом и препаратом — на сухие и иммерсионные; г) по методу наблюде­ния — на обычные, фазово-контрастные и др.

Тип применяемого о к у л я р а при данном методе наблюдения опре­деляется выбором объектива М. Оку­ляры Гюйгенса рассчитаны для объек­тивов-ахроматов мелких и средних увеличений, окуляры компенсацион­ные — для апохроматов, фотооку­ляры — для проекций н т. д.

Приспособления к М. позволяют улучшить условия наблюдения и рас­ширить возможности исследований, осуществлять разные виды освеще­ния препаратов, определять размеры объектов, фотографировать препара­ты через М., производить микроспектрофотометрирование и т. п.

Типы микроскопов определяются либо областью применения, либо ме­тодом наблюдения. Биологиче­ские М. предназначены для иссле­дований в микробиологии, гистоло­гии, цитологии, ботанике, медицине, а также для наблюдения прозрачных объектов в физике, химии и т. д. В биол. исследованиях используются также люминесцентные и инвер­тированные М. В последних объектив располагается под наблю­даемым объектом, а конденсор — сверху. Эти М. предназначены для исследования культуры тканей, на­ходящихся в питат. среде, и снабже­ны термостатирующимп камерами, а иногда и устройствами для киносъём­ки медленных процессов. М е т а л л о г р а ф и ч е с к и е М. предназ­начены для исследования микрострук­тур металлов и сплавов.

Снятые та­ким М. микрофотографии нетравле­ного шлифа металла представлены на рис. 5 (а — в светлом поле, б — с фазово-контрастным устройством). П о л я р и з а ц и о н н ы е М. снабжены дополнительно поляризац. устройст­вами и предназначены гл. обр. для исследования шлифов минералов и руд. С т е р е о м и к р о с к о п ы служат для получения объёмных изображений наблюдаемых предме­тов. И з м е р и т е л ь н ы е М. предназначены для разл. точных изме­рений в машиностроении.

Кроме этих групп М., имеются спе­циализированные М., напр.: микро­установка для киносъёмки быстрых и медленных процессов (движение ми­кроорганизмов, процессы деления

клеток, роста кристаллов и т. п.): М. для изучения следов яд. ч-ц в фо­тоэмульсиях; высокотемпературные М. для исследования объектов, нагретых до 2000°С; хирургич. М. слабого уве­личения, применяемые при операциях; интерференционные М. для количеств. исследований. Весьма сложными при­борами явл. микроспектрофотометрич. установки для определения спект­ров поглощения препаратов, телеви­зионные анализаторы микроизобра­жений и др. Первые представляют со­бой сочетание микроскопа со спец. монохроматорами и устройствами для измерения световых потоков; во вто­рых М. работает совместно с телеви­зионными и электронными системами, к-рые производят автоматич. опреде­ление геом. хар-к изучаемых струк­тур.

• Михель К., Основы теории микро­скопа, пер. с нем., М., 1955; Микроскопы, под ред. Н. И. Полякова, Л., 1969; Т у д о р о в с к и й А. И., Теория оптических при­боров, 2 изд., т. 1—2, М.—Л., 1948—52; Ф е д и н Л. А., Б а р с к и й И. Я., Микро­фотография, Л., 1971; А г р о с к и н Л. С., П а п а я н Г. В., Цитофотометрия, Л., 1977.

Л. А. Федин.

МИКРОСКОПИЯ, общее название ме­тодов наблюдения в микроскоп не­различимых человеческим глазом объектов. Подробнее см. в ст. Микро­скоп.

МИКРОТРОН, циклический резонанс­ный ускоритель эл-нов с постоянным во времени управляющим магн. полем и постоянной частотой ускоряющего электрич. поля, в к-ром условие резо­нанса сохраняется благодаря изме­нению кратности частоты (отношения частоты ускоряющего поля к частоте обращения ч-цы) от оборота к оборо­ту. См. Ускорители.

МИКРОФОН (от греч. mikros — ма­лый и phone — звук), приёмник звука для возд. среды. М. явл. электроаку­стическим преобразователем и при­меняется в телефонии, радиовещании, телевидении, системах звукоусиле­ния и звукозаписи. Простейший М.— угольный, используемый в телефонной трубке. Его диафрагма, воспринимаю­щая звук. давление, колеблется, из­меняя степень уплотнения и, сле­довательно, электрич. сопротивление находящегося в капсуле и прилегаю­щего к диафрагме угольного порошка. В результате возникают изменения тока, протекающего через М. Уголь­ные М. несовершенны: подвержены пе­регрузке, создают искажения, неста­бильны. Применяются в осн. в теле­фонной связи.

В электродинамич. М. катушечного типа (рис. 1) с диафрагмой D связана катушка K', расположенная в коль­цевом зазоре сильного магнита NS. При колебаниях диафрагмы под дей­ствием звук. волны, согласно элек­тромагнитной индукции в катушке наводится эдс, создающая перем. на­пряжение на её зажимах. Такой М.

421

 

 

Рис. 1. Схема устройст­ва микрофона с подвиж­ной катушкой.

имеет небольшие габариты, обладает равномерной частотной хар-кой и на­дёжен в эксплуатации. В электродинамич. М. ленточного типа вместо ка­тушки в магн. поле располагается очень тонкая (~ 2 мкм) гофрирован­ная металлич. ленточка, на к-рую действует звук. давле­ние. Он конструктив­но прост, имеет хо­рошую частотную хар-ку. Электродинамич. М. применяются в си­стемах звукозаписи и звукопередачи.

В конденсаторном М. подвижная мембрана М (рис. 2) явл. обкладкой конденсатора.

Рис. 2. Схема конденсатор­ного микрофона.

Под действием звук. давления р меняется расстояние d между ней и неподвижным массивным электродом С и, следовательно, меня­ется электрич. ёмкость конденсатора. Если к мембране М и электроду С при­ложено пост. напряжение Е, то изме­нение ёмкости вызывает появление тока в цепи конденсатора, сила к-рого изменяется в соответствии со звук. колебаниями. Такой М. имеет малые размеры, равномерную частотную хар-ку и применяется как измеритель­ный М., а также в высококачеств. сис­темах звукозаписи и звукопередачи. Электретный М. по принципу действия и конструкции схож с конденсатор­ным; роль неподвижной обкладки конденсатора и источника пост. на­пряжения играет пластина из электрета.

В пьезоэлектрич. М. звук. волны воз­действуют на пластинку из пьезоэлектрика, напр. из сегнетовой соли или пьезокерамики, вызывая на её ме­таллич. обкладках электрич. напря­жения (см. Пьезоэлектричество). В эл.-магн. М. приёмным элементом звук. колебаний служит диафрагма, жёстко связанная со стальным якорем, поверх к-рого намотана неподвижная катушка из провода. При колебаниях якоря в зазоре пост. магнита на вы­водах катушки появляется эдс. Пьезо­электрические и эл.-магнитные М. применяются гл. обр. в слуховых аппаратах.

• Фурдуев В. В., Акустические ос­новы вещания, М., 1960; Дольник А. Г., Эфрусси М. М., Микрофоны, 2 изд., М., 1967; Римский-Корсаков А. В., Электроакустика, М., 1973.

МИКРОЭЛЕКТРОНИКА, область электроники, охватывающая пробле­мы создания электронных устройств в микроминиатюрном интегральном ис­полнении. В М. используются различ­ные св-ва тв. тела, особенно полупро­водников, для создания функциональ­ных блоков и узлов, связанных элек­трически, конструктивно и технологи­чески. В едином технологич. процес­се обработки отд. участкам ПП при­даются св-ва разл. элементов (дио­дов, транзисторов и т. д.) и их соеди­нений, так что они образуют и н т е г р а л ь н у ю  с х е м у (см. Полу­проводниковые прибора). Наряду с ин­тегральной М. существует вакуумная М. и функциональная М. В интеграль­ной М. используется планарно-эпитаксиальная технология (см. Эпитаксия), фотолитография, ионное вне­дрение, окисление, нанесение метал­лич. плёнок и т. д. Приборы вакуум­ной М. выполняются либо в виде плё­ночных интегральных схем с навес­ными микроминиатюрными электрова­куумными приборами, либо в виде полностью вакуумных узлов. В функ­циональной М. используются оптич. явления (оптоэлектроника), вза­имодействие эл-нов с акустич. вол­нами (акустозлектроника), сверхпро­водимость и др.

• Интегральные схемы, пер. с англ., М., 1970; Микроэлектроника. Сб. ст., в. 1—9, М., 1967—76; M e й н д л Д ж., Элементы микроэлектронных схем, «УФН», 1979, т. 127, в. 2.

МИЛЛЕРА ИНДЕКСЫ,    см.    в   ст. Индексы кристаллографические.

МИЛЛИ... (от лат. mille — тысяча), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наимено­вания дольной единицы, равной 1/1000 от исходной. Сокращённые обоз­начения: m, м. Напр., 1 мА (миллиампер)= 10^-3 А.

МИЛЛИБАР (мбар, mbar), внесистем­ная ед. давления, равная 10^-3 бара; 1 мбар=10² Па=10³ дин/см² = 0,986923•10^-3 атм = 0,75006 мм рт. ст.

МИЛЛИМЕТР ВОДЯНОГО СТОЛБА (мм. вод. ст., mm H₂O), внесистемная ед. давления; 1 мм вод. ст.=9,80665 Па =10^-4 кгс/см² = 7,355•10^{-3 мм рт. ст.}

МИЛЛИМЕТР РТУТНОГО СТОЛБА (мм рт. ст., mm Hg), внесистемная ед. давления; 1 мм рт. ст.= 133,332 Па-=1,35952•10^-3 кгс/см² = 13,595 мм вод. ст.

МИЛЛИМИКРОН (мкм, mm), устарев­шее наименование дольной ед. длины, равной 10^{-9 м или 10-3} микрона. М. следует называть нанометром (нм); 1 нм=10^-9 м=10^-7 см=10 Å.

МИНКОВСКОГО ПРОСТРАНСТВО-ВРЕМЯ, четырехмерное пр-во, объеди­няющее физ. трёхмерное пр-во и вре­мя; введено нем. учёным Г. Минковским (Н. Minkowski) в 1907—08. Точ­ки в М. п.-в. соответствуют «событиям» спец. теории относительности (СТО; см. Относительности теория). По­ложение события в М. п.-в. задаётся

четырьмя координатами — тремя про­странственными и одной временной. Обычно используются координаты x^l=x, х²=у, x³=z, где х. у, z — пря­моугольные декартовы координаты со­бытия в нек-рой инерциальной систе­ме отсчёта (и. с. о.) и x°=ct, где i — время события. Геом. свойства М. п.-в. определяются выражением для квадрата расстояния между дву­мя событиями (интервала) s² : s²= (Dx°)²-Dx²-Dy²-Dz², где Dx, Dy, Dz — разности координат событий, а Dt=Dx°/с — разность их моментов времени. Пр-во с таким s² наз. псев­доевклидовым.

При переходе от одной и. с. о. к другой пространств. координаты и время преобразуются друг через дру­га посредством Лоренца преобразований. Введение М. п.-в. позволяет пред­ставить преобразования Лоренца как преобразование координат события x¹, x², х³, х° при поворотах четырёх­мерной системы координат в этом пр-ве. Величина s² не меняется при таких поворотах.

Геометрия М. п.-в. позволяет на­глядно интерпретировать кпнематич. эффекты СТО (изменение длин и ско­рости течения времени при переходе от одной п. с. о. к другой и т. д.) и лежит в основе совр. матем. аппарата теории относительности.

МИРА (франц. mire, от mirer — рас­сматривать на свет, прицеливаться, метить), испытательная пластинка, на к-рую нанесён стандартный рисунок; служит для количеств. определения разрешающей способности оптич. при­боров, особенно объективов. Рисунки для М. могут иметь разные конфигу­рации и характеризоваться разл. контрастностью образующих их эле­ментов.

Часто такими элементами слу­жат тёмные штрихи на светлом фоне или чередующиеся тёмные и светлые сектора. На рис. показана штриховая М., состоящая из 25 элементов, каж­дый из к-рых включает четыре груп­пы полос, наклонённых друг к другу под углом 45° (нек-рые элементы по­мечены цифрами). Густота штрихов на разл. участках этой М. неодина-

422

 

 

кова: возрастает сверху вниз и слева направо. Наблюдая изображение М., создаваемое оптич. прибором, определяют, на каком элементе изображения отд. штрихи перестают различаться (сливаются), что непосредственно даёт предельное разрешение прибора в числе N штрихов на 1 мм (или, по известным ф-лам перехода, в угловых секундах y или в мм d).

МИРОВАЯ ЛИНИЯ в теории относительности, линия в четырёхмерном пространстве-времени. Участки М. л., вдоль к-рых квадрат интервала ds²=c²dt²-dx²-dy²-dz² (t — время, , у, z — декартовы пространств. координаты     локальной     инерциальной

системы отсчёта) положителен, наз. в р е м е н и  п о д о б н ы м, при ds²<0 — п р о с т р а н с т в е н н о-п о д о б н ы м, при ds²=0 — н у л е в ы м. Движение всех реальных ч-ц происходит со скоростями меньше с и изображается времениподобными М. л. Движение луча света изображается нулевыми М. л. При отсутствии поля тяготения справедлива спец. теория относительности и движение свободных ч-ц изображается прямыми времениподобными М. л., а лучи света — прямыми нулевыми М. л. Движение

тел под действием сил изображается скривлёнными времениподобными М. л. При наличии поля тяготения пространство-время искривлено и I. л. свободно движущихся ч-ц явл. ремениподобными  г е о д е з и ч е к и м и  линиями (см. Тяготение), а лучи света — нулевыми геодезич. М. л.

И.  Д. Новиков.

МКГСС СИСТЕМА ЕДИНИЦ   (MkGS система),   система ед. физ. величин осн. единицами метр, килограмм-сила, секунда. Вошла в практику в кон.

19 в., была допущена в СССР ОСТом НКС   6052    (1933), ГОСТом   7664—55

и    ГОСТом 7664—61 «Механические единицы». Выбор ед. силы в кач-ве одной из осн. ед. обусловил широкое

применение ряда единиц МКГСС с. е.

(гл. обр. ед. силы, давления, механич.

напряжения)   в  механике  и  технике.

Эту систему часто называют технич. системой единиц. За ед. массы в МКГСС с. е. принята масса тела, приобретающего ускорение 1м/с² под действием приложенной к нему силы кгс. Эту ед. иногда называют технич. единицей массы (т. е. м.) или инертой. 1 т. е. м. » 9,81 кг. МКГСС c. е. имеет ряд существенных недостатков: несогласованность между механич. и практич. электрич. единицами; отсутствие эталона килограмма-силы; отказ от распространённой ед. массы — килограмма (кг) , как следствие (чтобы не применять е. м.),— образование величин с участием веса вместо массы (уд. вес, весовой расход и т. п.), что приводило иногда к смешению понятий массы , веса, использованию, обозначения кг вместо кгс и т. п. Эти недостатки обусловили принятие междунар. рекомендаций об отказе от МКГСС с. е.

и о переходе к Международной системе

единиц.

• См.  лит.   при   ст.   Система   единиц.

МКС СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MKS сис­тема), система ед. механич. величин с осн. единицами метр, килограмм (ед. массы), секунда. Была введена в СССР ГОСТом 7664—55 «Механические единицы», впоследствии заменённым ГОСТом 7664—61. Применяется также в акустике в соответствии с ГОСТом 8849—58 «Акустические единицы». МКС с. е. вошла как составная часть в Международную систему единиц (СИ).

МКСА СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MKSA система), система ед. электрич. и магн. величин с осн. единицами метр, килограмм (ед. массы), секунда, ам­пер. Принципы построения МКСА с. е. были предложены в 1901 итал. учёным Дж. Джорджи, поэтому система имеет и второе наименование — Джорджи система единиц. МКСА с. е. приме­няется в большинстве стран, в СССР она была введена ГОСТом 8033—56 «Электрические и магнитные едини­цы». К МКСА с. е. принадлежат все уже ранее получившие распростране­ние практич. электрич. единицы — ампер, вольт, ом, кулон и др.; МКСА с. е. вошла как составная часть в Международную систему единиц (СИ).

МКСК СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MKSK система), система ед. тепловых вели­чин с осн. единицами метр, кило­грамм (ед. массы), секунда, кельвин (ед. термодинамич. темп-ры). При­менение МКСК с. е. в СССР было ус­тановлено ГОСТом 8550—61 «Тепловые единицы». В МКСК с. е. пользуются двумя температурными шкалами: термодинамич. температурной шка­лой и международной практич. тем­пературной шкалой (МПТШ-68). На­ряду с Кельвином для выражения термодинамич. темп-ры и разности темп-р применяют градус Цельсия, обозначаемый °С и равный кельвину (К). Как правило, ниже 0°С приводят темп-ру Кельвина Т, выше — темп-ру Цельсия t=T—T₀, где T₀=273,15К. В МПТШ-68 также различают между­нар. практич. темп-ру Кельвина (сим­вол T₆₈) и междунар. практич. темп-ру Цельсия (t₆₈); они связаны соотноше­нием t₆₈= T₆₈-273,15К. Единицами T₆₈ и t₆₈ явл. соответственно кельвин и градус Цельсия. В наименование производных тепловых ед. может вхо­дить как кельвин, так и градус Цель­сия. МКСК с. е. вошла как составная часть в Международную систему еди­ниц (СИ).

МНИМОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ, см. Изображение оптическое.

МНОГОУГОЛЬНИК ВЕРЕВОЧНЫЙ (Вариньона многоугольник), построе­ние графической статики, к-рым мож­но пользоваться для определения ли­нии действия равнодействующей пло­ской системы сил, для нахождения ре­акций опор, изгибающих моментов в сечениях балки, положений центров тяжести и моментов инерции плоских

фигур и т. п. Чтобы построить В. м. для плоской системы сил F₁ F₂, F₃, действующих на тело Т (рис., а), сначала строят из этих сил в выбран­ном масштабе многоугольник сил abcd (рис., б). Затем из произвольной точки (полюса) О, не лежащей на сто­ронах аb, bc, cd, da или на их продол­жениях, проводят лучи Оа, Оb, Ос, Od, к-рые обычно обозначают цифра­ми 01, 12, 23, 30. После этого на рис. а из произвольной точки А проводят прямую, параллельную лучу 01, до пересечения её с линией действия силы F₁ в точке В. Из точки В проводят прямую, параллельную лучу 12 до пересечения её с линией действия силы F₂ в точке С и т. д. Последней прово­дится прямая DE параллельная лучу 30, до произвольной точки Е. Полу­ченная таким образом фигура ABCDE и наз. М. в., построенным для систе­мы сил F₁, F₂, f₃ при полюсе О. Если для данных сил силовой многоуголь­ник не замкнут (как на рис., б), то система сил приводится к равнодей­ствующей R=ad, линия действия KL к-рой проходит через точку К, где пересекаются лучи АВ и DE. Если многоугольник сил замкнут, то край­ние лучи 01 и 30 на рис., б сливаются, а крайние стороны АВ и DE M. в. па­раллельны и проходят в общем слу­чае друг от друга на каком-то расстоя­нии h. Тогда система сил приводится к паре сия о моментом, равным про­изведению Oa•h, где Оа измеряется в масштабе сил, a h — в масштабе длин. Если же крайние стороны АВ и DE М. в. тоже сливаются (h=0), то и М. в. наз. замкнутым, а система сил находится в равновесии.

Построение М. в. используется при нек-рых инженерных расчётах, в частности в сопротивлении материа­лов, статике сооружений.

• См. лит. при ст. Статика.

МНОГОУГОЛЬНИК СИЛ, ломаная линия, к-рая строится для определе­ния гл. вектора (геом. суммы) данной системы сил. При построении М. с. для системы сил F₁, F₂, . . ., F_n (рис., а)

от  произвольной точки  а   (рис.,   б)   откладывают в выбранном масштабе вектор аb, изображающий по величине и направлению силу F₁, от его конца

откладывают вектор bc, изображаю­щий силу F₂, и т. д., и от конца m предпоследней силы откладывают век­тор mn, изображающий силу F_n. Фигура аbс, . . ., mn наз. М. с. Век-

423

 

 

тор an, соединяющий в М. с. начало первой силы с концом последней, изображает геом. сумму R данной системы сил. Если точка n совпадает с а, М. с. наз. замкнутым; в этом слу­чае R=0. Правило М. с. получают

последоват. применением правила параллелограмма сил. Построение М.с. используют при графич. решении задач статики для систем сил, расположен­ных в одной плоскости.

МНОГОФОТОННАЯ ИОНИЗАЦИЯ, см. в ст. Многофотонные процессы.

МНОГОФОТОННЫЕ ПРОЦЕССЫ, процессы вз-ствия эл.-магн. излуче­ния с в-вом, при к-рых в одном элем. акте одновременно происходит по­глощение или испускание (или то и другое) неск. фотонов. Разность энер­гий поглощенных и испущенных фото­нов равна энергии, приобретаемой (или теряемой) ч-цами в-ва (атомами и молекулами). В этом случае проис­ходит многофотонный пе­реход ч-ц между квант. состояния­ми. М. п. проявляются в достаточно сильных световых полях, поэтому их

Рис. 1. Квант. схемы двухфотонных процес­сов: а — комбинац. рассеяние; б — двухфотонное поглощение; в — двухфотонное ис­пускание.

 

широкое исследование началось после создания лазеров.

Простейшими М. п. явл. двухфотонные. В элем. акте комбинационного рассеяния ч-ца одновременно погло­щает фотон с энергией ћw₁ и испуска­ет фотон другой энергии ћw₂ (рис. 1,а). Рассеивающая ч-ца при этом переходит из состояния с энергией ξ₁ на уровень ξ₂; изменение энергии ч-цы равно раз­ности энергий поглощённого и испу­щенного фотонов ћw₁-ћw₂. При д в у х ф о т о н н о м   п о г л о щ е н и и  (рис. 1, б) ч-ца приобретает энергию ξ₂-ξ₁, равную сумме энергий двух поглощённых фотонов ћw₁+ћw₂, происходит т. н.  д в у х ф о т о н н о е   в о з б у ж д е н и е вещества. В случае же двухфотонного испускания (рис. 1, в) ч-ца, находившаяся первоначально в воз­буждённом состоянии ξ₂, переходит на более низкий уровень ξ₁ с одноврем. излучением двух фотонов: ћw₁+ћw₂=ξ₂-ξ₁. Аналогичные про­цессы возможны и с участием трёх и большего числа фотонов (рис. 2, а, б). Примерами М. п. явл. также  м н о г о ф о т о н н а я   и о н и з а ц и я   и  м н о г о ф о т о н н ы й   ф о т о э ф ф е к т.

Рис. 2. а, б — схемы трёхфотонного (гипер­комбинационного) рассеяния света; в — про­цесс четырёхфотонной ионизации.

 

В первом случае в результате одноврем. поглощения неск. фотонов происходит отрыв эл-нов от атома или молекулы (рис. 2, в). Во втором слу­чае одноврем. поглощение неск. фо­тонов приводит к вырыванию эл-на из в-ва.

Каждый фотон, возникающий при М. п., может испускаться либо само­произвольно (спонтанно), либо под действием внеш. излучения с той же частотой (вынужденное испускание). Вероятность m-фотонного процесса W_m, в к-ром происходит поглощение и вынужденное испускание фотонов с энергиями ћw₁, ћw₂, ... ћw_m, равна W_m=A_mn₁n₂... n_m, где n₁, n₂, . . ., n_m— плотности числа фотонов с соответствующей энергией, т. е. ве­роятность W_m пропорц. произведе­нию интенсивностей падающего излу­чения на частотах w₁, w₂, ..., w_m. Константа A_m зависит от структуры в-ва, типа М. п. и от частоты падаю­щего излучения. Если, напр., одна из частот возбуждающего излучения близ­ка к частоте промежуточного перехо­да в атоме, то величина A_m резонан­сным образом возрастает. Так, при двухфотонных процессах это имеет место, если ћw₁»ξ₃-ξ₁.

Отношение вероятности М. п. с уча­стием т фотонов к вероятности М. п. с участием (m-1) фотонов W_m-1 при отсутствии промежуточных резонансов по порядку величины равно (Е/Е_ат)² , где Е — амплитуда напряжённости электрич. поля излучения, Е_ат — ср. напряжённость внутриатомного электрич. поля (Е_ат~10⁹ В/см). Для нелазерных источников излучения (E<<E_ат) с увеличением числа фото­нов, участвующих в элем. акте, веро­ятность М. п. резко уменьшается. По­этому до появления лазеров наблюда­лись помимо однофотонных лишь двухфотонные процессы при рассеянии света: резонансная люминесценция, рэлеевское рассеяние света, спон­танное Мандельштама — Бриллюэна рассеяние и комбинац. рассеяние све­та. Лазерные источники света поз­воляют получать весьма высокие плот­ности мощности излучения (Е~Е_ат). При этом резко возрастают вероятно­сти М. п. При больших интенсивностях

излучения М. п. во многом определя­ют оптич. свойства в-ва. Напр.: про­зрачные в-ва при достаточно высокой интенсивности падающего лазерного излучения могут стать непрозрачными за счёт процессов многофотонного по­глощения.

Правила отбора для М. п. отличны от правил отбора для однофотонных процессов. Напр., в средах, обладающих центром симметрии, дипольные электрич. переходы с участием четного числа фотонов разрешены только между состояниями с одинаковой чётностью, а с участием нечётного числа фотонов — между состояниями с противоположной чётностью. Измере­ние спектров многофотонных погло­щения или рассеяния позволяет оптич. методами исследовать энергетич. состояния в-ва, возбуждение к-рых из осн. состояния с помощью однофотонных процессов запрещено (см Нелинейная спектроскопия).

М. п., в к-рых наряду с поглоще­нием имеет место испускание фото­нов, используются в оптических преобразователях частоты.

 

Рис. 3. Квант. схемы процессов сложения двух частот (о), генерации третьей гармоники (б) и разностных частот (в).

 

Напр., про­цесс вынужденного комбинац. рассея­ния используется в генераторах ком­бинац. частот (к о м б и н а ц и о н н о м  л а з е р е). Процессы, в к-рых конечное квант. состояние в-ва сов­падает с исходным (рис. 3), лежат в основе генерации гармоник, суммар­ных и разностных частот лазерного излучения. На них основано также дей­ствие параметрических генераторов света.

• Л о у д о н Р., Квантовая теория света, пер. с англ., М., 1976; Бонч-Бруевич А. М., Ходовой В. А., Много­фотонные процессы, «УФН». 196S, т. 85, в. 1. См. также лит. при ст. Нелинейная оп­тика.

К. Н. Драбович, В. А. Ходовой.

МНОГОФОТОННЫЙ ФОТОЭФФЕКТ, см. в ст. Многофотонные процессы,

МНОЖЕСТВЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ, рождение большого числа вторичных адронов в одном акте вз-ствия при вы­сокой энергии. М. п. характерны для столкновения адронов, и при энергии выше неск. ГэВ они доминируют над процессами одиночного рождения ме­зонов и упругого рассеяния ч-ц. Од­нако М. п. наблюдаются и при стол­кновениях др. ч-ц, если их энергия достаточно высока: в процессах анни­гиляции эл-нов и позитронов в адроны, в глубоко неупругих процессах рассеяния лептонов на адронах.

Впервые М. п. наблюдались в кос­мических лучах, но тщат. их изучение стало возможным после создания ус­корителей заряж. ч-ц высоких энер-

424

 

 

гий. В результате исследований вз-ствия ч-ц косм. лучей, а также ч-ц от ускорителей с энергией до ~10³ ГэВ (встречные протонные пучки) выяв­лены нек-рые эмпирич. закономерно­сти М. п.

С наибольшей вероятностью в М. п. рождаются самые лёгкие адроны — p-мезоны (70—80% вторичных ч-ц). Значит. долю составляют также К-мезоны и гипероны (~10—20%) и нуклон-антинуклонные пары (порядка неск. %). Многие из этих ч-ц возника­ют от распада рождающихся резонансов.

Полное эфф. сечение М. п. при вы­соких энергиях слабо зависит от энер­гии сталкивающихся ч-ц (меняется не более чем на неск. десятков процен­тов при изменении энергии в 10⁴ раз). Прибл. постоянство сечения М. п. при­вело к модели «чёрных шариков» для описания процессов столкновения адронов. Согласно этой модели, при каждом сближении адронов высокой энергии на расстояния, меньшие ра­диуса действия яд. сил, происходит

Фотографии множеств. рождения заряж. ч-ц, полученных: а — в жидководородной пузырьковой камере «Мирабель», поме­щённой в пучок p-мезонов с энергией 50 ГэВ на Серпуховском ускорителе; б — в косм. лучах.

 

неупругий процесс множеств. рожде­ния ч-ц; упругое рассеяние носит при этом в осн. дифракц. хар-р (дифрак­ция волн де Бройля ч-ц на «чёрном шарике»). С др. стороны, согласно квант. теории поля, возможен медл. рост сечения М. п. с увеличением энергии ξ не быстрее, чем ln²ξ (теорема Фруассара). Опыт показы­вает, что именно такая предельная зависимость, по-видимому, осущест­вляется при высоких энергиях, 8 — ~10²—10⁴ ГэВ в лаб. системе (л. с.). Число ч-ц, рождающихся в разл. ак­тах столкновения адронов определён­ной энергии, сильно варьирует и в отд. случаях оказывается очень большим (рис.). Ср. число вторичных ч-ц <n> (ср. множественность) медленно рас­тёт с ростом энергии столкновения и практически не зависит от типа стал­кивающихся адронов (согласно эксперим. данным, <n> возрастает с уве­личением ξ прибл., как lnξ). Воз­можно, однако, что ср. множествен­ность вторичных ч-ц, рождающихся с малыми импульсами в системе цент­ра инерции (с. ц. и.) — в т. н. обла­сти пионизации — растёт с увеличе­нием энергии по предельно допусти­мому закону (~ξ_{ц. и.})> а ч-ц с боль­шими импульсами (область фрагмен­тации), как lnξ_ц.и.. Ср. множествен­ность много меньше максимально воз­можного числа вторичных ч-ц, к-рое определяется условием, что вся энер­гия столкновения в с. ц. и. сталкиваю­щихся ч-ц переходит в массу покоя вторичных ч-ц. Это означает, что энер­гия тратится гл. обр. на сообщение осн. части генерированных ч-ц боль­шой кинетич. энергии (большого им­пульса). В то же время характерной эмпирич. закономерностью М. п. явл. то, что поперечные (к оси соударения) компоненты импульсов вторичных ч-ц (р^), как правило, малы,— их ср. зна­чение составляет прнбл. 0,3—0,4 ГэВ/с и почти постоянно в очень широкой области энергий. Поэтому вторичные ч-цы вылетают резко направленными и сужающимися по мере роста энер­гии потоками вдоль направления дви­жения сталкивающихся ч-ц (в с. ц. и.— вперёд и назад, в л. с.— по направлению движения налетаю­щей ч-цы). С др. стороны, при высо­ких энергиях сталкивающихся адронов с небольшой вероятностью рождаются вторичные ч-цы и с большими значе­ниями р^ в виде адронных струй (т. е. неск. ч-ц с близкими направле­ниями движения). Существование та­ких струй интерпретируется как рас­сеяние на большие углы составляю­щих адронов — кварков. Наиболее от­чётливо адронные струи наблюдаются в М. п. на встречных электрон-позитронных пучках и интерпретируются как аннигиляция пары е⁺е^- в пару из кварка и антикварка, летящих в про­тивоположных направлениях и прев­ращающихся (фрагментирующих) в ад­роны. При аннигиляции е⁺е^- в адроны наблюдаются также трёхструйные процессы, когда один из образую­щихся кварков (в соответствии с пред­сказаниями квантовой хромодинамики) испускает глюон, фрагментирующий в адроны.

Особое значение имеют закономер­ности, установленные при изучении спец. класса М. п.— и н к л ю з и в н ы х   п р о ц е с с о в, когда из боль­шого числа процессов множеств. об­разования ч-ц при столкновении адро­нов «а» и «b» отбираются события с рождением определённой ч-цы «с» неза­висимо от того, какие др. ч-цы (X) и в каком кол-ве сопровождают её рож­дение. На важность изучения таких процессов указал в 1967 А. А. Логу­нов, установивший на основе квант. теории поля законы предельного воз­растания их сечения с ростом энер­гии (аналогичные теореме Фруассара).

Одна из важнейших закономерностей М. п.— масштабная инвариантность (с к е й л и н г  Ф е й н м а н а) — своеобразный закон подобия в микро­мире, заключающийся в том, что ве­роятность рождения «инклюзивной» ч-цы «с» с определённым значением продольного импульса p_L (проекции импульса р на направление движения сталкивающихся ч-ц) при разных энергиях столкновения явл. универс. ф-цией от переменной x=р_L/р_макс, где p_макс — максимально возможное (при данной энергии) значение p_L ч-цы «с». Т. о., продольные импульсы вторичных ч-ц растут пропорц. энер­гии столкновения.

Масштабная инвариантность наблю­дается также при аннигиляции пары е⁺е^- в адроны и при столкновениях релятив. ат. ядер. Масштабная инва­риантность др. типа (с к е й л и н г Б ь ё р к е н а) обнаружена в глубоко неупругих процессах рассеяния леп­тонов на нуклонах. Теоретически мас­штабная инвариантность может быть объяснена на основе составного строе­ния адронов из кварков-картонов (амер. физик Р. Фейнман, 1969). Впер­вые масштабная инвариантность для отношения выходов К^- /p^-, р^~/p^- была установлена в экспериментах на Сер­пуховском ускорителе (1968). Исто­рически первые попытки описания М. п. были сделаны на основе статистико-гидродинамич. моделей движе­ния адронного в-ва [нем. физик В. Гейзенберг, итал. физик Э. Фер­ми, Л. Д. Ландау (1949—53) и др.].

Распределение по числу ч-ц, рож­даемых в М. п., подчиняется др. за­кону подобия — т. н. KNO-скейлингу. В соответствии с этим законом вероятность Р(n) образования n ч-ц, рождаемых в М. п., зависит от отно­шения z=n/<n> универс. образом: Р(n)=(s_n/s_неупр)<n> F(z), где s_n.— сечение реакции с рождением га ч-ц, s_неупр — полное сечение неупругнх процессов. Ф-ция F(z) слабо зависит от типа сталкивающихся ч-ц и прак­тически не зависит от полной энер­гии. Удовлетворительного теорети­ческого объяснения такой закономер­ности пока не найдено.

С.  С.  Герштейн.

425

 

МОДЕЛИРОВАНИЕ физическое, за­мена изучения нек-рого объекта или явления эксперим. исследованием его модели, имеющей ту же физ. природу. В науке любой эксперимент, произ­водимый для исследования тех или иных закономерностей изучаемого яв­ления или для проверки правильно­сти и границ применимости найденных теоретич. путём результатов, по су­ществу представляет собой моделиро­вание, т. к. объектом эксперимента явл. конкретная модель, обладающая необходимыми физ. св-вами, а в ходе эксперимента должны выполняться осн. требования, предъявляемые к М. В технике М. используется при про­ектировании и сооружении разл. объектов для определения на соответ­ствующих моделях тех или иных св-в (характеристик) как объекта в целом, так и отдельных его частей. К М. при­бегают не только из экономич. сооб­ражений, но и потому, что натурные испытания очень трудно или вообще невозможно осуществить, когда слиш­ком велики (или малы) размеры на­турного объекта или значения др. его хар-к (давления, темп-ры, скорости протекания процесса и т. п.).

В основе физ. М. лежат подобия теория и размерностей анализ. Не­обходимыми условиями М. явл. геом. подобие (подобие формы) и физ. по­добие модели и натуры: в сходств. моменты времени и в сходств. точках пр-ва значения перем. величин, характеризующих явления для натуры, должны быть пропорц. значениям тех же величин для модели. Наличие та­кой пропорциональности позволяет производить пересчёт эксперим. ре­зультатов, получаемых для модели, на натуру путём умножения каждой из определяемых величин на постоянный для всех величин данной размерности множитель — коэфф. подобия.

Поскольку физ. величины связаны определ. соотношениями, вытекаю­щими из законов и ур-ний физики, то, выбрав нек-рые из них за основные, можно коэфф. подобия для всех др. производных величин выразить через коэфф. подобия величин, принятых за основные. Напр., в механике осн. величинами считают обычно длину l, время t и массу m. Тогда, поскольку скорость v=l/t, коэфф. подобия ско­ростей k_v=v_н/v_м (индекс «н» у вели­чин для натуры, «м» — для модели) можно выразить через коэфф. подобия длин k_l=l_н/l_м и времён k_t=t_н/t_м в виде k_v=k_l/k_t. Аналогично, т. к. на основании второго закона Ньютона сила F связана с ускорением w соот­ношением F=mw, то k_F=k_m•k_w (где, в свою очередь, k_w=k_vlk_t) и т. д. Из наличия таких связей вытекает, что для данного физ. явления нек-рые безразмерные комбинации вели­чин, характеризующих это явление, должны иметь для модели и натуры

одно и то же значение. Эти безразмер­ные комбинации физ. величин наз. критериями подобия. Ра­венство всех критериев подобия для модели и натуры явл. необходимым условием М. Однако добиться этого равенства можно не всегда, т. к. не всегда удаётся одновременно удовлет­ворить всем критериям подобия.

Чаще всего к М. прибегают при ис­следовании разл. механических (вклю­чая гидроаэромеханику и механику де­формируемого тв. тела), тепловых и электродинамич. явлений. При этом число и вид критериев подобия для каждого моделируемого явления за­висит от его природы и особенностей. Так, напр., для задач динамики точ­ки (или системы материальных точек), где все ур-ния вытекают из второго закона Ньютона, критерием подобия явл. число Ньютона Ne=Ft²/ml и условие М. состоит в том, что

Для колебаний груза под действием силы упругости F=cl равенство (1) приводит к условию t²_нc_н/m_н=t²_мс_м/m_м, что, напр., позволяет по периоду колебаний модели опреде­лить период колебаний натуры; при этом явление не зависит от линейного масштаба (от амплитуды колебаний). Для движения в поле тяготения, где F=km/l², условием подобия явл.

k_нt²_н/l³_н=k_мt²_м/l³_м (явление не за­висит от масс). При движении в одном и том же поле тяготения, напр. Солн­ца, k_м= k_н и полученное соотноше­ние даёт третий закон Кеплера для периода обращения. Отсюда, считая одну из планет «моделью», можно, напр., найти период обращения лю­бой др. планеты, зная её расстояние от Солнца.

Для непрерывной среды при изу­чении её движения число критериев подобия возрастает, что часто значи­тельно усложняет проблему М. В ги­дроаэромеханике осн. критерии по­добия: Рейнольдса число Re, Маха число М, Фруда число Fr, Эйлера число Eu, а для нестационарных (зависящих от времени) течений ещё и Струхаля число Sh. При М. явлений, связанных с переносом тепла в движущихся жидкостях и газах или с физ.-хим. превращениями компонентов газовых потоков и др., необходимо учитывать ещё ряд дополнит. критериев подо­бия.

Создаваемые для гидроаэродинамич. М. эксперим. установки и сами модели должны обеспечивать равенство соот­ветствующих критериев подобия у модели и натуры. Обычно это уда­ётся сделать в случаях, когда для те­чения в силу его особенностей сохра­няется лишь один критерий подобия. Так, при М. стационарного течения несжимаемой вязкой жидкости (газа) определяющим будет параметр Re и

необходимо   .выполнить    одно    усло­вие

где r — плотность, m — динамич. ко­эфф. вязкости среды. При уменьшен­ной модели (l_м<l_н) это можно сде­лать, или увеличивая скорость (v_м>v_н), или используя для М. дру­гую жидкость, у к-рой, напр., r_м>r_н, а m_м<=m_н. При аэродинамич. исследованиях увеличивать v_м в этом случае нельзя (нарушится условие несжимаемости), но можно увеличить r_м, используя аэродинамические тру­бы закрытого типа, в к-рых циркули­рует сжатый воздух.

Когда при М. необходимо обеспе­чить равенство неск. критериев, воз­никают значит. трудности, часто не­преодолимые, если только не делать модель тождественной натуре, что фактически означает переход от М. к натурным испытаниям. Поэтому на практике нередко прибегают к   п р и б л и ж ё н н о м у  М., при к-ром часть процессов, играющих второсте­пенную роль, или совсем не моделиру­ется, или моделируется приближён­но. Такое М. не позволяет найти пря­мым пересчётом значения тех хар-к, к-рые не отвечают условиям подобия, и их определение требует соответст­вующих дополнит. исследований, Напр., при М. установившихся те­чений вязких сжимаемых газов необходимо обеспечить равенство кри­териев Re и М и безразмерного числа c=c_p/c_V(c_p и c_V — удельные теплоём­кости газа при пост. давлении и пост. объёме соответственно), что в общем случае сделать невозможно. Поэтому, как правило, обеспечивают для модели и натуры лишь равенство числа М, а влияние на определяемые параметры различий в числах Re и c, исследуют отдельно или теоретически, или с по­мощью др. экспериментов, меняя в них в достаточно широких пределах зна­чения Re и c.

Для твёрдых деформируемых тел особенности М. тоже зависят от св-в этих тел и хар-ра рассматриваемых задач. Так, при М. равновесия одно­родных упругих систем (конструк­ций), механич. св-ва к-рых определя­ются модулем упругости (модулем Юнга) Е и безразмерным коэффициен­том Пуассона v, должны выполняться три условия подобия:

где g — ускорение силы тяжести (g=rg — уд. вес материала). В естеств. условиях g_м=g_н=g и получить пол­ное подобие при l_м¹l_н можно, лишь подобрав для модели спец. материал, у к-рого r_м, F_м и v_м удовлетворяли бы первым двум из условий (3), что практически обычно неосуществимо.

426

 

 

 

В большинстве случаев модель изго­товляется из того же материала, что и натура. Тогда r_м=r_н, Е_м=Е_н и второе условие даёт g_мl_м=g_нl_н. Когда весовые нагрузки существенны, для выполнения этого условия прибегают к т. н. центробежному М., т. е. помещают модель в центробеж­ную машину, где искусственно созда­стся приближённо однородное силовое ноле, позволяющее получить g_м>g_н и сделать l_м<l_н. Если же основными явл. другие нагрузки, а весом кон­струкции и, следовательно, учётом её уд. веса g=rg можно пренебречь, то приближённое М. осуществляют при g_м=g_н=g, удовлетворяя лишь пос­леднему из соотношений (3), к-рое даёт F_м/l²_м=F_м/l²_н; следовательно, на­грузки на модель должны быть пропорц. квадрату её линейных размеров. Тогда модель будет подобна натуре и если, напр., модель разрушается при нагрузке F_кр, то натура разрушается при нагрузке F_кр l²_н/l²_м. Неучёт в этом случае весовых нагрузок даёт следу­ющее. Поскольку эти нагрузки имеют значения gl³, а последнее из условий (3) требует пропорциональности на­грузок l³, то при l_м<1_н, весовая на­грузка на модель будет меньше требу­емой этим условием, т. е. М. не будет полным и модель, как недогруженная, будет прочнее натуры. Это обстоятель­ство тоже можно учесть или теоретич. расчётом, или дополнит. эксперимен­тами.

При М. явлений в др. непрерывных средах соответственно изменяются вид и число критериев подобия. Так, для пластичных и вязкопластичных сред в число этих критериев наряду с пара­метрами Фруда, Струхаля и модифициров. параметром Рейнольдса входят параметры Лагранжа, Стокса, Сен-Венана и т. д.

При изучении процессов теплооб­мена также широко используют М. Для случаев переноса тепла конвек­цией определяющими критериями по­добия явл. Нуссельта число Nu=al/l, Прандтля число Pr=v/a, Грасгофа чис­ло Gr=bgl³DT/v², а также Рейнольдса число Re, где a — коэфф. тепло­отдачи, а — коэфф. температуропро­водности, l — коэфф. теплопроводно­сти среды (жидкости, газа), v — кинематич. коэфф. вязкости, b — коэфф. объёмного расширения, DТ — раз­ность темп-р поверхности тела и среды. Обычно целью М. явл. опреде­ление коэфф. теплоотдачи, входящего в критерий Nu, для чего опытами на моделях устанавливают зависимость Nu от др. критериев. При этом в слу­чае вынужденной конвекции (напр., теплообмен при движении жидкости и трубе) становится несущественным критерий Gr, а в случае свободной конвекции (теплообмен между телом и покоящейся средой) — критерий Re. Однако к значит. упрощениям про­цесса М. это не приводит, особенно из-за критерия Pr, являющегося физ.

константой среды, что при выполне­нии условия Pr_м=pr_н практически исключает возможность использовать на модели среду, отличную от натур­ной. Кроме того, физ. хар-ки среды зависят от её темп-ры, поэтому в большинстве случаев прибегают к при­ближённому М., отказываясь от ус­ловия равенства критериев, мало влия­ющих на процесс, а др. условиям (напр., подобие физ. св-в сред, участ­вующих в теплообмене) удовлетворяют лишь в среднем. На практике часто используют также т. н. метод  л о к а л ь н о г о  теплового М., согласно к-рому условия подобия процессов для модели и натуры выполняются только в той области модели, где ис­следуется процесс теплообмена.

В случаях переноса теплоты тепло­проводностью (кондукцией) крите­риями подобия явл. Фурье число F_O=at₉/l² и число Био Bi=al/l, где t₀ — характерный промежуток време­ни (напр., период). Для апериодич. процессов (нагревание, охлаждение) t₀ обычно отсутствует и параметр F_O выпадает, а отношение at/l² опреде­ляет безразмерное время. При М. таких процессов теплообмена удаётся в широких пределах изменять не только размеры модели, но и темп протекания процесса.

Электродинамич. М. применяется для исследования эл.-магн. и электромеханич. процессов в электрич. систе­мах. Электродинамич. модель пред­ставляет собой копию натурной элект­рич. системы с сохранением физ. природы осн. её элементов: синхрон­ные генераторы, трансформаторы, ли­нии передач, первичные двигатели и нагрузка (потребители электрич. энер­гии), но число их обычно значительно меньше, чем у натурной системы. Поэтому и здесь М. явл. приближён­ным, причём на модели по возмож­ности полно представляется лишь ис­следуемая часть системы.

Особый вид М. основан на исполь­зовании спец. устройств, сочетающих физ. модели с натурными приборами. К ним относятся стенды для испыта­ния машин, наладки приборов и т. п., тренажёры для тренировки персо­нала, обучаемого управлению слож­ными системами или объектами, ими­таторы, используемые для исследова­ния разл. процессов в условиях, от­личных от обычных земных, напр. при глубоком вакууме или очень вы­соких давлениях, при перегрузках или невесомости.

М. применяется как при научных исследованиях, так и при решении большого числа практич. задач в разл. областях техники: в строит. деле (оп­ределение усталостных напряжений, эксплуатац. разрушений, виброзащита и сейсмостойкость разл. конструкций и др.), в гидравлике и в гидротехнике (определение конструктивных и экс­плуатац. характеристик разл. гидротехнич. сооружений, условий фильт­рации в грунтах, М. течений рек,

приливов и др.), в авиации, ракетной и косм. технике (определение характе­ристик летат. аппаратов, силового и теплового воздействия среды и др.), в судостроении (определение гидродинамич. характеристик судов, их ходовых кач-в и др.), в приборострое­нии, в разл. областях машиностроения и др.

• С е д о в Л. И., Методы подобия и раз­мерности в механике, 9 изд., М., 1981; Г у х м а н А. А., Введение в теорию подобия, М., 1963; Эйгенсон Л. С., Моделиро­вание, М., 1952; Кирпичев М. В., М и х е е в М. А. Моделирование тепловых уст­ройств, М.—Л., 1936; Ш н е й д е р П. Дж., Инженерные проблемы теплопроводности, пер. с англ., М., 1960; Веников В. А., Иванов-Смоленский А. В., Фи­зическое моделирование электрических си­стем, М.—Л., 1956.

С. М. Тарг, С. Л. Вишневецкий, В. А. Арутюнов.

МОДУЛИ УПРУГОСТИ (от лат. mo­dulus — мера), величины, характери­зующие упругие св-ва материалов при малых деформациях. При растяжении силой F цилиндрич. образца дли­ной l с площадью поперечного сече­ния 5 имеет место линейная зависи­мость между норм. напряжением в по­перечном сечении s=F/S и относит. удлинением e=Dl/l, т.е. s=Еe. Кон­станта материала Е наз. м о д у л е м Ю н г а  или м о д у л е м  п р о д о л ь н о й  у п р у г о с т и. При растяжении относит. уменьшение по­перечных размеров образца — e' пропорц. e. Величина v=-e'/e, наз. коэффициентом Пуассона. При крученни тонкостенного трубчатого об­разца касат. напряжение т в попереч­ном сечении пропорц. деформации сдвига у, т. е. t=Gg. Константа мате­риала G наз. м о д у л е м  с д в и г а. В изотропном материале значения Е, G, v не зависят от направления, в к-ром вырезан из среды испытуемый образец. При сжатии изотропного тела произвольной формы равномер­ным давлением р в нём возникает одно­родное гидростатич. напряжённое со­стояние, при к-ром s₁₁=s₂₂=s₃₃=- р, s₁₂=s₂₃=s₃₁=0 и гидростатич, деформация e₁₁=e₂₂=e₃₃=e, e₁₂=e₂₃=e₃₁=0, причём 3e=q, где q — относит. изменение объёма пропорц. давлению, т. е. - p=Kq  или s=3Ke, где s= 1/3(s11+s₂₂+s₃₃) — сре­днее напряжение. Константа К наз. м о д у л е м  о б ъ ё м н о й  у п р у г о с т и  (иногда — модулем всесто­роннего сжатия).

В обобщённом Гука законе вводится ещё два М. у.— постоянные Ламе l  и m, причём в изотропном материале независимых М. у. только два (напр., l и m или Е и v). Между М. у. имеют место равенства:

427

 

 

Для большинства металлов v»0,3. Значение v=0,5 соответствует меха­нически несжимаемому материалу. В стали E»2•10⁶ кгс/см², G»8•10⁵ кгс/см²; в меди E»0,9•10⁶ кгс/см², G»4•10⁵ кгс/см²; в алюминии E»0,75•10⁶ кгс/см², G»2,7•10⁵ кгс/см²; в граните E»0,8•10⁶ кгс/см², G»3•10⁵ кгс/см².

В анизотропном материале упругие

св-ва определяются 21 М. у. В ряде материалов (монокристаллы, направ­ленно армированные композиты и т.п.) имеются плоскости симметрии упру­гих св-в. При этом число независимых М. у. уменьшается.

М. у. зависят от темп-ры; на вели­чину М. у. для данного материала влияют: термообработка, радиоактив­ное облучение, скорость деформации и др. внеш. факторы.

• Беляев Н. М., Сопротивление мате­риалов, 9 изд., М., 1954; Лехницкий С. Г., Теория упругости анизотропного тела, М.—Л., 1950; Фридман Я. В., Механи­ческие свойства металлов, 3 изд. ч 1—2 М., 1974.

В. С.  Ленский.

МОДУЛЯЦИЯ   (от  лат.    modulatio — мерность,   размеренность),   изменение по заданному закону во времени пара­метров,   характеризующих   к.-л.   ста­ционарный физ. процесс. Примеры М.: изменение по определ. закону ампли­туды,   частоты   или   фазы   гармонич. колебания   для   внесения   в   колебат. процесс   требуемой   информации   (см. Модуляция  колебаний);   изменение  во времени   интенсивности   электронного потока   в   электронно-лучевом  осцил­лографе,   осуществляемое  с  помощью спец.   электрода     (модулятора) и приводящее к соответствующему из­менению    яркости    свечения    экрана трубки;   управление   яркостью   света с помощью поляризующих устройств и  Керра  ячейки;   изменение  скорости эл-нов в электронном потоке в клист­роне и  др. В  этих случаях один или неск.    параметров,   характеризующих стационарный   процесс (напр., интен­сивность, амплитуда, скорость, часто­та) изменяются во времени в соответ­ствии с модулирующим воздействием. Иногда говорят о пространств. М.— изменении  параметров  стационарного процесса в пр-ве. В нелинейных коле­бат. и волн. системах возможно спон­танное  возникновение  М.   (автомоду­ляция).

В.  В.   Мигулин.

МОДУЛЯЦИЯ КОЛЕБАНИЙ,    мед­ленное по сравнению с периодом коле­баний изменение амплитуды,  частоты или фазы колебаний по определ.  за­кону. Соответственно различаются ам­плитудная,   частотная   и  фазовая  М. к.   (рис.   1).   Возможна  и смешанная модуляция   (напр.,   амплитудно-фазо­вая).   При любом способе М. к.  ско­рость изменения амплитуды,  частоты или фазы должна быть достаточно ма­лой,   чтобы   за   период   Т   колебания модулируемый параметр почти не из­менился.

М. к. применяется для передачи информации с помощью эл.-магн. волн радио- или оптич. диапазонов, а также акустич. волн. «Переносчиком» сиг­нала явл. синусоидальные колебания высокой частоты со. Амплитуда, час­тота или фаза этих колебаний, а в случае света и поляризация модули­руются передаваемым сигналом (см. Модуляция света).

 

Рис. 1. а — гармонич. колебания несущей частоты; б — модулирующий сигнал; в — амплитудно-модулиров. колебание; г —частотно-модулиров. колебание; д — фазово-модулиров. колебание.

 

В простейшем случае модуляции амплитуды А синусоидальным сигна­лом модулиров. колебание (рис. 2) может быть записано в виде:

х=А₀ (1+msinWl)sin(wt+j). (1)

Здесь А₀ — амплитуда, w — частота исходного колебания, W — частота мо­дуляции; величина m, наз.

Рис. 2. Колебание, модулированное по амп­литуде синусоидальным сигналом.

 

г л у б и н о й   м о д у л я ц и и,    характе­ризует степень изменения амплитуды:

Частота модуляции W характеризует скорость изменения амплитуды коле­баний. Эта частота должна быть во много раз меньше, чем несущая час­тота со. Модулиров. колебание уже не явл. строго синусоидальным. Ам­плитудно-модулиров. колебание пред­ставляет собой сумму трёх синусои­дальных колебаний с частотами w, w+W, w-W. Частота w наз. несущей. Две остальные частоты наз.

б о к о в ы м и  ч а с т о т а м и  (сателли­тами). Амплитуда каждой из них равна mА₀/2.

Любая передающая радиостанция, работающая в режиме амплитудной модуляции, излучает не одну частоту, а спектр частот. В простейшем случае М. к. синусоидальным сигналом этот спектр содержит лишь три состав­ляющие — несущую и две боковые. Если же модулирующий сигнал не синусоидальный, а более сложный, то вместо двух боковых частот в спектре модулиров. колебания будут две б о к о в ы е  п о л о с ы, частотный сос­тав к-рых определяется частотным со­ставом модулирующего сигнала. По­этому каждая передающая станция занимает определённый частотный ин­тервал. Во избежание помех несу­щие частоты разл. станций должны от­стоять друг от друга на расстоянии, большем, чем сумма боковых полос. Ширина боковой полосы зависит от хар-ра передаваемого сигнала; для радиовещания — 10 кГц, для телеви­дения — 6 МГц. Исходя из этих вели­чин, выбирают интервал между несу­щими частотами разл. станций. Для получения амплитудно-модулиров. ко­лебания колебание несущей частоты w и модулирующий сигнал частоты W подают на спец. устройство — м о д у л я т о р.

В случае частотной моду­ляции синусоидальным сигналом частота колебаний меняется по за­кону:

wl =w₀+DwcosWt, (3)

где Dw — т. н.  д е в и а ц и я   ч а с т о т ы. При частотной модуляции полоса частот модулиров. колебания зависит от величины b=Dw/W, наз. и н д е к с о м   ч а с т о т н о й  м о д у л я ц н и. При b<<1 справедливо приближённое соотношение:

х»A₀(sinwt+bsinWtcoswt).   (4)

В этом случае частотно-модулиров. колебание, так же как и амплитудно-лодулированное, состоит из несущей частоты w и двух спутников с часто­тами w+W и w-W. Поэтому при малых b полосы частот, занимаемые шплитудно-модулированными и частотно-модулиров. сигналами, одина­ковы. При больших индексах b спектр боковых частот значительно увеличивается. Кроме колебаний с частотами w±W появляются колебания, частоты к-рых равны w±2W, w±3W [ т. д. Полная ширина полосы частот, занимаемая частотно-модулиров. колебанием с девиацией Dw и частотой модуляции W (с точностью, достаточной для практич. целей), может считаться равной 2Dw+2W. т. е. шире, ;ем при амплитудной модуляции.

Преимуществом частотной модуляции перед амплитудной в технике вязи явл. большая помехоустойчивость. Это кач-во частотной модуляции проявляется при b>>1, т. е. когда полоса частот, занимаемая частотно-

428

 

 

модулиров. сигналом, во много раз больше 2W. Поэтому частотно-модулиров. колебания используются для высококачеств. передачи сигналов в диапазоне УКВ, где на каждую радио­станцию выделена полоса частот, в 15—20 раз большая, чем в диапазоне длинных, средних и коротких радио­волн, на к-рых работают радиостан­ции с амплитудной модуляцией. Час­тотная модуляция применяется также для передачи звук. сопровождения телевизионных программ. Частотно-модулиров. колебания могут быть получены изменением частоты задаю­щего генератора.

В случае фазовой модуля­ции модулиров. колебание имеет вид:

х=А₀sin(wt +DsinWt).       (5)

Такое колебание тождественно час­тотно-модулированному с синусои­дальной модуляцией частоты по за­кону (3), причём Dj совпадает с ин­дексом модуляции р. О фазовой моду­ляции говорят в случае, если Dj ос­таётся неизменным при изменении частоты модулирующего сигнала W, а о частотной, когда при этом не изменяется Dw=bW. В случае несинусоидального модулирующего сигнала различие между частотной и фазовой М. к. более чётко выражено (рис. 1, г, д).

Во мн. случаях модулирующий сиг-пал имеет вид импульса, а результи­рующий — цуга колебаний высокой

Рис. 3  Радиоимпульсы.

 

частоты или радиоимпульса (рис. 3). Радиоимпульсы используются, напр., в радиолокации, иногда с дополнит. частотной модуляцией несущего сиг­нала. В многоканальных системах связи в кач-ве переносчика информа­ции используется не гармонич. коле­бание, а периодич. последователь­ность радиоимпульсов. Такая после­довательность определяется четырьмя параметрами: амплитудой, частотой следования, длительностью (шириной) и фазой. В соответствии с этим воз­можны четыре типа импульсной моду­ляции: амплитудно-импульсная, час­тотно-импульсная, широтно-импульс­ная, фазово-импульсная. Импульсная модуляция обладает повышенной по­мехоустойчивостью по сравнению с модуляцией непрерывной синусоидальной несущей, зато полоса частот, за­нимаемая передающей радиостанцией с импульсной модуляцией во много раз шире, чем при амплитудной модуля­ции (см. Импульсная модуляция).

Модуляция используется не только для регулярных, но и для случайных сигналов, напр. в радиоастрономии модулируются шумовые сигналы.

• Харкевич А. А., Основы радиотех­ники, ч. 1, М., 1962; Гольдман С., Гар­монический анализ, модуляция и шумы, пер. с англ., М., 1951; Р ы т о в С. М., Модулированные колебания и волны, «Тр. Физичес­кого ин-та АН СССР», 1940, т. 2, в. 1; 3 е р н о в Н. В., Карпов В. Г., Теория радиотехнических цепей, 2 изд., Л., 1972.

В. Н. Парыгин.

МОДУЛЯЦИЯ СВЕТА (модуляция оп­тического излучения), изменение во времени по заданному закону ампли­туды (интенсивности), частоты, фазы или поляризации колебаний оптиче­ского излучения. Применяется для пере­дачи информации с помощью оптич. сигналов или для формирования све­товых потоков с определ. парамет­рами. В зависимости от того, какая хар-ка подвергается изменению, раз­личают амплитудную, фа­зовую, частотную или  п о л я р и з а ц и о н н у ю  М. с. Для из­лучений видимого и ближнего ИК диапазонов (10¹⁴—8•10¹⁴ Гц) возможны частоты модуляции с верх. пределом до 10¹¹—10¹² Гц. Естественная М. с. происходит при испускании света элем. излучателями (атомами, ионами); независимость испускания такими излучателями фотонов и раз­личие в частоте последних приводит к тому, что излучение содержит набор частот и флуктуирует по амплитуде, т. е. является амплитудно-частотно-модулпрованным. Естеств. частотная М. с. происходит также при неупру­гом рассеянии света на внутримолеку­лярных колебаниях (см. Комбина­ционное рассеяние света) и на упругих волнах в конденсиров. средах (см. Мандельштама — Бриллюэна рассея­ние). В обоих случаях рассеянный свет содержит частоты, отличные от частоты падающего света.

М. с., при к-рой преобразование излучения происходит в процессе его формирования непосредственно в ис­точнике оптич. излучения, наз.  в н у т р е н н е й  М. с. При  в н е ш н е й М. с. параметры излучения изменяют после его выхода из источника с по­мощью модуляторов света. Они характеризуются линейностью модуляц. хар-ки, динамич. диапазоном модулируемых частот, широкой по­лосой пропускания, потребляемой мощностью, световыми потерями. Т. к. регистрация излучения, модулирован­ного по частоте, фазе или поляриза­ции, сопряжена с технич. труднос­тями, то на практике все эти виды М. с. преобразуют в амплитудную модуляцию либо непосредственно в модуляторе, либо с помощью спец. устройств, помещаемых перед приём­ником излучения.

Простейший модулятор для ампли­тудной М. с.— устройство, обеспечи­вающее периодич. прерывание свето­вого потока. С этой целью используют колеблющиеся и вращающиеся за­слонки, призмы, зеркала, а также вращающиеся диски с отверстиями, растры. Наиболее широко распрост­ранены вращающиеся диафрагмы с оп­редел. сочетанием прозрачных и не­прозрачных элементов. При вращении диафрагмы световой поток прерывается с частотой, равной произведению

числа модулируемых элементов на час­тоту вращения диафрагмы.

М. с. осуществляют также на основе физ. эффектов, протекающих при рас­пространении световых потоков в разл. средах (электрооптич., магнитооптич., упругооптич. эффекты). Для такой модуляции применяют управ­ляемый двулучепреломляющий эле­мент из материала, обладающего ес­тественной или наведённой анизо­тропией. Внеш. управляющее поле (напр., электрич. поле или поле упру­гих напряжений) приводит к изме­нению оптич. хар-к среды. Широкое распространение получили модуля­торы на основе Поккельса эффекта, в к-рых фазовый сдвиг между обык­новенным и необыкновенным лучами линейно зависит от величины напря­жённости электрич. поля. В модуля­торах на основе Керра эффекта раз­ность фаз колебаний обыкновенного и необыкновенного лучей пропорц. квадрату напряжённости электрич. поля. Для получения амплитудной М. с. электрооптич. в-во обычно поме­щают между скрещёнными поляриза­торами. Важным св-вом электрооп­тич. эффекта явл. его малая инерцион­ность, позволяющая осуществить М. с. вплоть до частот 10¹² Гц. В электро­оптич. модуляторах ослабление моду­лирующего сигнала не зависит от ин­тенсивности модулируемого света, и потому для увеличения глубины моду­ляции используют многократное про­хождение света через один и тот же модулирующий сигнал. Примером мо­жет служить модулятор на основе интерферометра Фабри — Перо, за­полненный электрооптич. средой.

С целью увеличения объёма инфор­мации, переносимой световым лучом, используют  п р о с т р а н с т в е н н у ю М. с., различную в каждой точке поперечного сечения пучка света. Осн. элемент пространств. модулятора света — кристалл, на поверхности к-рого записывается определ. потенци­альный рельеф; проходящий через кри­сталл пучок света оказывается промодулированным в каждой точке попе­речного сечения в соответствии с потен­циальным рельефом, записанным на кристалле, при этом модуляция мо­жет быть амплитудной и фазовой.

Из многочисл. магнитооптич. эффек­тов для М. с. наибольшее применение нашёл Фарадея эффект в прозрачных в-вах. Периодически меняющееся магн. поле приводит к периодич. изме­нению угла вращения плоскости поля­ризации света, прошедшего через маг­нитооптич. элемент, помещённый в магн. поле. Угол поворота плоскости поляризации пропорц. длине пути света в в-ве и при достаточной про­зрачности среды может быть сделан сколь угодно большим. Важной осо­бенностью магнитооптич. модуляторов явл. постоянство коэфф. удельного

429

 

 

вращения плоскости (Верде постоян­ная) в ИК диапазоне длин волн. Это повышает конкурентоспособность магнитооптич. устройств при больших длинах волн оптич. излучения по сравнению с электрооптическими, в к-рых управляющее напряжение ли­нейно возрастает с увеличением длины волны света. В магнитооптич. модуля­торах света удаётся достичь глубины модуляции (см. Модуляция колебаний) 40% на частотах до 10⁸ Гц.

Для М. с. используют также ис­кусств. оптич. анизотропию, к-рая возникает в иек-рых изотропных тв. телах под воздействием упругих на­пряжений (фотоупругость). При про­хождении плоскополяризованного из­лучения через фотоупругую среду с наведённым двулучепреломлением излучение становится эллиптически поляризованным. Помещая такую сре­ду между скрещенными поляризато­ром и анализатором, наблюдают ам­плитудную М. с., аналогичную моду­ляции в электрооптич. средах. При­менение таких модуляторов особенно целесообразно в ИК диапазоне, т. к. разность фаз колебаний необыкновен­ного и обыкновенного лучей ~n³, где n — показатель преломления, рав­ный 4—6 для в-в, прозрачных в этом диапазоне.

В основе работы акустооптич. моду­ляторов лежит явление дифракции света на ультразвуке (см. также Фото­акустические явления).

Методы, основанные на изменении поглощения света средой, обеспечи­вают лишь амплитудную М. с. При этом обязательно имеют место потери световой энергии в модулирующем устройстве. Электрич. управление по­глощением света (полупроводниками) легко может быть получено либо при изменении концентрации свободных носителей или их подвижности, либо за счёт сдвига края полосы поглоще­ния (Франца — Келдыша эффект).

Внутр. М. с. осуществляют, исполь­зуя для питания электрич. источников света переменное или пмпульсно-периодич. напряжение. Лампы накаливания при этом из-за своей инерционности дают заметную глубину модуляции лишь до частот ~10² Гц; газоразряд­ные источники света менее инерционны и допускают модуляцию до частот 10⁵ Гц (при глубине модуляции 50— 70%).

Появление лазеров вызвало интен­сивное развитие методов внутр. М. с., основанных на управлении когерент­ным излучением за счёт изменения параметров лазера. При этом многие устройства, размещаемые внутри оп­тического резонатора лазера, приме­няются как внеш. модуляторы. Ис­пользуя разл. способы внутр. модуля­ции, получают любой вид М. с.: ам­плитудный, частотный, фазовый и поляризационный. Управление частотой излучения лазера достигается путём изменения добротности оптич. резонатора лазера, напр. изменения оптич. длины резонатора. С этой целью одно из зеркал резонатора за­крепляют либо на магнитострикционном стержне (см. Магнитострикционный преобразователь), либо на пьезоэлементе и изменяют длину резона­тора синхронно с модулирующим на­пряжением. Тот же эффект может быть достигнут путём изменения показа­теля преломления среды, заполняю­щей резонатор. Для этого внутрь резонатора помещают электрооптич. кристалл. Частотную модуляцию из­лучения лазера можно получить также при наложении на активную среду магн. или электрич. полей (см. Зеемана эффект, Штарка эффект), под действием к-рых происходит расщеп­ление и смещение рабочих уровней атомов, ответственных за генерацию когерентного излучения. Изменяя ве­личину коэфф. усиления, получают амплитудную модуляцию излучения лазера. Для этого воздействуют на разность населённостей активной сре­ды, либо используя вспомогат. воз­буждение, приводящее к перераспре­делению населённостей. Амплитудная модуляция излучения может быть получена и при помощи модуляции тока разряда газовых или ПП лазе­ров, работающих в непрерывном ре­жиме. Одним из методов управления когерентным излучением с целью полу­чения импульсного излучения явл. модуляция величины обратной связи лазера, т. е. коэфф. отражения зер­кал резонатора. С этой целью исполь­зуют резонатор, одно из зеркал к-рого вращается с большой скоростью, и поэтому условия генерации выпол­няются лишь в короткие промежутки времени. Вместо зеркал часто исполь­зуют вращающуюся призму полного внутр. отражения. Изменение вели­чины обратной связи можно также получить, заменяя одно из зеркал на интерферометр Фабри — Перо. Коэфф. отражения такого резонатора зави­сит от расстояния между зеркалами, меняя к-рое, можно модулировать интенсивность излучения и получать т. н. гигантские импульсы (см. Ла­зер). Наконец, излучение лазеров мож­но модулировать, изменяя доброт­ность оптич. резонатора путём введе­ния потерь, величина к-рых управ­ляется внеш. сигналом. Для этого используют модуляторы на основе электрооптич. и фотоупругих сред. Для т. н. пассивного управления доб­ротностью используют метод, осно­ванный на введении в резонатор эле­ментов (растворов, стёкол), прозрач­ность к-рых изменяется под действием светового излучения. Такой вид моду­ляции (а в т о м о д у л я ц и и) ши­роко используется для генерирования импульсов когерентного излучения нано- и пикосекундного диапазонов. Модуляторы света широко приме­няются в технике и науч. исследованиях, напр. в оптической связи, в вы­числит. технике.

• Мустель Е. Р., П а р ы г и н В. Н., Методы модуляции и сканирования света, М., 1970; Модуляция и отклонение оптического излучения, М., 1967.

Л.  Н.  Капорский.

МОДЫ (от лат. modus — мера, образ, способ, вид), типы колебаний (нор­мальные колебания) в распределён­ных колебат. системах (см. Объёмный резонатор, Оптический резонатор) или типы волн (нормальные волны) в волноводных системах и волновых пучках (см. Радиоволноводы, Квазиоптика). Термин «М.» стал употреблять­ся также для любого волнового поля (вне его источников), обладаю­щего определ. пространств. структу­рой (симметрией). Так появились по­нятия: М. излучения лазера, «утекаю­щая» М., поверхностная М., М. «шеп­чущей галереи», экспоненциально спа­дающая М., селекция М. и т. д. 9 См. лит. при статьях Нормальные коле­бания, Нормальные волны, Лазер.

М.   А. Миллер,   Г.   В.   Пермитин.

МОЗЛИ ЗАКОН, утверждает, что ко­рень квадратный из частоты v характеристич. рентгеновского излучения эле­мента и его ат. номер Z связаны ли­нейной зависимостью:

(R — Ридберга постоянная, S_n — по­стоянная экранирования, учитываю­щая влияние на отдельный эл-н всех остальных эл-нов атома, n — главное квантовое число (см. Квантовые числа). Установлен экспериментально англ.

физиком Г. Мозли (Н. Moseley) в 1913. На диаграмме Мозли (рис.) зависи­мость Öv от Z представляет собой ряд прямых (К-, L-, М- и т. д. серии, со­ответствующие n=1, 2, 3, . . .). В каждой серии при переходе от Z к Z+1 значение Öv увеличивается на одну и ту же величину, благодаря этому элементы можно расположить в ряд в соответствии с возрастанием Z. Исторически М. з. позволил оконча­тельно подтвердить, что Z опреде­ляется зарядом ядра, а не ат. массой. Это устранило последние сомнения в правильности размещения элементов в периодической системе элементов.

А.   В.   Колпаков.

МОЛЕКУЛА (новолат. molecule, уменьшит. от лат. moles — масса), наименьшая ч-ца в-ва, обладающая его осн. хим. св-вами и состоящая из атомов, соединённых между собой хи­мическими связями. Число атомов в М. составляет от двух (Н₂, О₂, HF, KCl)

430

 

 

до сотен и тысяч (нек-рые витамины, гормоны и белки). Атомы инертных газов часто называют одноатомными М., хотя, строго говоря, они не явл. М. Если М. состоит из тысяч и более повторяющихся единиц (одинаковых или близких по строению групп ато­мов), то её называют макромолекулой. В физике представление о М. воз­никло в 18 в. и получило широкое признание в 19 в. в связи с развитием термодинамики и теории газов и жид­костей. Во 2-й половине 19 в. с по­мощью разл. хим. методов были полу­чены мн. важные сведения о строении М. Окончательно существование М. было подтверждено опытами франц. физика Ж. Б. Перрена по изучению броуновского движения (1906).

Атомы в М. связаны между собой в определ. последовательности и определ. образом расположены в пр-ве. Наиб. общие хар-ки М.— мол. масса, состав и структурная ф-ла, указываю­щая последовательность хим. связей (напр., мол. масса М. воды 18, равная сумме масс входящих в неё атомов в атомных единицах массы, состав Н₂О, структурная ф-ла Н—О—Н). Проч­ность межатомной связи характери­зуется энергией хим. связи, к-рая составляет обычно неск. десятков кДж/моль. Атомы в М. непрерывно совершают колебат. движения; при определ. условиях, напр. в газовой фазе, М. могут совершать поступат. и вращат. движения. М., как и атомы, не имеют чётких границ. Размеры М. можно ориентировочно оценить, зная плотность в-ва, мол. м. и число Аво­гадро. Так, если допустить, что М. Н₂O имеет сферич. форму, то диаметр её окажется равным ~3•10^{-8 см (0,3 нм). Размеры М. растут с увели­чением числа атомов в них и лежат в пределах 10-8}—10^{-5 см. М. нельзя увидеть невооружённым глазом или с помощью оптич. микроскопа, однако существование М. доказывают мн. явления (броуновское движение, диф­фузия, дифракция рентг. лучей, эл-нов, нейтронов и т. д.).}

Устойчивость М. в среде зависит от её вз-ствия с др. атомами, а также от темп-ры, давления и др. внеш. факторов. В газообразном состоянии в-во, как правило, состоит из М. (кроме инертных газов, паров метал­лов). При достаточно высоких темп-pax М. всех газов распадаются на атомы. В конденсированных си­стемах М. могут сохраняться. Вода во всех агрегатных состояниях состоит из М.; из М. построены большинство жидкостей и молекулярные кристаллы. В металлах и др. ат. кристаллах, а также их расплавах М., как правило, не существуют, т. к. в них каждый атом взаимодействует со всеми сосед­ними приблизительно одинаково.

Химическая связь. Возможность об­разования М. объясняется тем, что внутр. энергия М. как системы атомов ниже суммарной энергии этих атомов в изолиров. состоянии. Соответствующая разность энергии наз. энергией образования М. из атомов (или энер­гией атомизации), к-рая приближённо равна сумме энергий хим. связей.

Для хим. связи существ. значение имеют лишь эл.-магн. вз-ствия эл-нов и ядер входящих в М. атомов. Наибо­лее часто встречаются М., в к-рых существуют ковалентные и ионные хим. связи.

К о в а л е н т н а я с в я з ь возникает при обобществле­нии эл-нов (обычно электронных пар) двумя соседними атомами (т. е. за счёт обмена эл-нами). Хим. связь та­кого типа осуществляется в М. Н₂, O₂, СО и др. При сближении атомов ковалентная связь образуется только в том случае, когда спины их внеш. эл-нов антипараллельны. При этом происходит деформация электронных оболочек атомов, их перекрытие по линии, соединяющей ядра. При нек-ром межъядерном расстоянии силы притяжения уравновешиваются сила­ми отталкивания и образуется устой­чивая система, внутр. энергия к-рой минимальна.

Ионная связь осуществля­ется электростатич. вз-ствием атомов при переходе эл-на одного из них к другому, т. е. при образовании положит. и отрицат. иона. Такая связь характерна для М. NaCl, KI и др. Ковалентные и ионные хим. связи явл. предельными; как правило, об­разуются смешанные хим. связи — частично ковалентные, частично ион­ные.

Внутренняя энергия и уровни энер­гии молекул. Внутр. энергия М.— осн. хар-ка, определяющая её состоя­ние и св-ва и зависящая от взаимного расположения составляющих её ч-ц и их движения. М. явл. квант. систе­мой, и её внутр. энергия ξ может принимать лишь определ. значения, т. е. квантуется. Внутр. энер­гия М. приближённо равна сумме энергий электронных движений ξ_э, колебаний ядер ξ_к и вращения М. как целого ξ_в, т. е. ξ»ξ_э+ξ_к+ξ_в, причём ξ_э>>ξ_к>>ξ_в. Каждая из указанных энергий квантуется в со­ответствии с законами квантовой ме­ханики, и ей соответствует набор дискретных уровней энергии (элект­ронные, колебат. и вращат. уровни энергии).

Состояние М. как квант. системы описывается Шредингера уравнением, к-рое учитывает электростатич. вз-ствия эл-нов с ядрами, эл-нов друг с другом, а также кинетич. энер­гию эл-нов и ядер. В адиабатическом приближении ур-ние Шредингера для М. распадается на два ур-ния — для эл-нов и для ядер. Решение (обычно приближённое) электронного ур-ния Шредингера — нахождение уровней энергии эл-нов — одна из осн. задач квантовой химии.

М.— электрически нейтральные си­стемы, однако электронная плотность в них распределена неравномерно. Число электронных уровней в М.

значительно больше числа уровней энергии составляющих М. атомов, поскольку каждый атом М. находится в электрич. поле остальных атомов, в результате чего уровни расщеп­ляются на многочисл. подуровни (Штарка эффект).

Электронные уровни М. опреде­ляются совокупностью квантовых чи­сел, характеризующих состояния всех эл-нов М. Уровни, отвечающие зна­чениям квант. числа L=0, 1, 2, ... полного орбит. момента М обозна­чаются соответственно S, П, D, ... (L представляет собой сумму орби­тальных квант. чисел эл-нов; см. Атом). Квант. число S=0, 1, 2, ... определяет полный спиновый момент, внутр. квант. число W=Lr±S— пол­ный момент М. Электронный уровень М. обозначают ^2S+1LW, где слева вверху приводится мультиплетность уровня c=2S+1.

Ур-ние Шредингера для ядер со­держит информацию о колебаниях М. и вращениях её как целого. Ре­шение этого ур-ния для двухатомной М. приводит к дискретным колебат. уровням, отстоящим один от другого на hv, если колебания ядер считать гармоническими (v — собств. частота осциллятора), и на hv-2(v+1)hva — при ангармонич. колебаниях (v — ко­лебательное квант. число, а — посто­янная ангармоничности). Колебания реальных двухатомных М. ангармоничны, и расстояние между колебат. уровнями энергии убывают с ростом v, а макс. колебат. энергия равна энергии диссоциации М.

В многоатомной М. как связанной системе ч-ц колебания отд. атомов не независимы. Сложные колебания такой системы можно разделить на незави­симые гармонич. колебания, каждое из к-рых характеризуется определ. ча­стотой; их называют  н о р м а л ь н ы м и  к о л е б а н и я м и.

Колебания многоатомных М. в прин­ципе могут быть изучены теоретически с помощью методов квант. химии, однако на практике обычно поль­зуются механич. моделью, оперирую­щей силовыми постоянными разл. структурных элементов М.

Вращат. уровни двухатомной М. определяются выражением ξ_в= h²J(J+1)/8p²I, где I — момент инерции М., относительно нек-рой оси вращения, J — вращат. квант. число. Аналогичные ф-лы, выведен­ные для многоатомных М., позволяют определять их геометрию по наблю­даемым чисто вращат. спектрам. Вы­ражение для ξ_в резко усложняется, если, помимо вращения М. как це­лого, имеет место внутр. вращение, приводящее к ротамерам (см. ниже). Однако ф-лы для ξ_в дают возмож­ность на основании вращат. спектров оценивать барьеры внутр. вращения и др. хар-ки М. Наряду с чисто элект-

431

 

 

ронными, колебат. и вращат. уров­нями энергии в спектрах проявляются уровни, обусловленные электронно-колебат. и колебательно-вращат. вз-ствиями.

Спектры излучения, поглощения, комбинац. рассеяния света возникают при переходах М. с одного уровня энергии на другой; при этом М. поглощает или излучает энергию, рав­ную разности энергий этих уровней. Соответственно возникают электрон­ные, колебат. и вращат. спектры М. (подробнее см. Молекулярные спектры).

Структура молекулы. Геометрию М. можно описать декартовыми коорди­натами атомов, однако чаще всего её характеризуют набором внутр. пара­метров — д л и н  с в я з е й,  в а л е н т н ы х  и  д в у г р а н н ы х  у г л о в. Длиной связи наз. расстоя­ние между ядрами атомов, соединён­ных между собой хим. связью. Обычно, чем больше длина связи, тем меньше её прочность.

Трёхмерные модели молекул: слева — шаро-игловая модель: атомы изображены белыми шарами, валентные связи — выходящими из них стержнями; справа — объёмная модель Стюарта—Бриглеба: атомы представлены ша­рами, радиусы к-рых пропорц. ван-дер-ваальсовым радиусам.

 

Валентным наз. угол между двумя хим. связями, вы­ходящими из одного атома. Торсион­ные углы — это углы вращения вок­руг связей. Так, в М. перекиси водо­рода, Н—О—О — Н, длины связей О—О и О—Н равны соотв. 0,147 и 0,095 нм, валентный угол Н—О—О равен 95° и торсионный угол (угол вращения вокруг связи О—О, или двугранный угол между плоскостями Н—О—О и О—О—Н) равен 112°.

Каждое электронное состояние ха­рактеризуется равновесной геометрией (равновесной конфигурацией), отвеча­ющей мин. энергии. В обычных усло­виях М. находится в основном элект­ронном состоянии (на ниж. электрон­ном уровне), и термин «равновесная конфигурация» часто относят только к этому состоянию. Так, приведён­ные выше внутр. геом, параметры М. Н—О — О — Н явл. равновесными, тогда как, напр., плоские формы этой М. (торсионный угол равен 0 или 180°) неравновесны. Зависимость внутр. энергии М. от геом. параметров для многоатомных М. может быть пред­ставлена многомерной поверхностью, наз. потенциальной по­верхностью. Самый глубокий минимум потенц. энергии М. соответ­ствует её равновесной конфигурации, метастабильным состояниям отвечают менее глубокие минимумы. Определе­ние потенц. поверхности М. или хотя бы выявление нек-рых её осо­бенностей явл. целью разл. эксперим. и теоретич. исследований.

Расположение атомов в М. всегда обладает определённой симметрией (см. Симметрия молекулы). Потенц. поверхность М. также обладает сим­метрией, что проявляется, напр., в ин­фракрасных спектрах М. или спектрах комбинационного рассеяния света.

Нек-рые одинаковые по составу М. могут отличаться строением или рас­положением атомов. Такие формы су­ществования в-ва наз. изомерами (см. Изомерия молекул). Структур­ные изомеры имеют разную по­следовательность хим. связей, и их М. изображаются разными структур­ными ф-лами (напр., нормальный бу­тан Н₃С—СН₂—СН₂—СН₃ и изобутан

 

Структурные     изомеры — это разные М., а соответст­вующие соединения обладают раз­ными физ. и хим. св-вами. Так, темп-ра кипения нормального бутана равна +0,6 °С, а изобутана -11,7 °С.

Поворотные изомеры (р о т а м е р ы,  к о н ф о р м е р ы) возникают при вращении атомов или ат. групп вокруг хим. связей и отве­чают разным минимумам потенц. по­верхности М. Они представляют собой разл. состояния одной и той же М. Энергетич. барьеры, разделяющие по­воротные изомеры, не превышают 100 кДж/моль, а время жизни этих изомеров обычно ~10^-10—10^-13 с. При более высоких энергетич. барье­рах (напр., при геом. изомерии М.) время жизни изомеров возрастает и появляется возможность их разделе­ния.

М. оптических изомеров энантиоморфны — зеркально симмет­ричные одна по отношению к другой. Такие изомеры вращают плоскость поляризации света в противополож­ные стороны; остальные же физ. св-ва у них совершенно одинаковы (см. Оптически активные вещества).

Свойства молекул. Исследование мо­лекул. Хим. и большинство физ. св-в М. определяются их внеш. эл-нами. Так, внеш. эл-ны определяют оптич. спектры М. В спектрах М. прояв­ляются мн. особенности их строения (симметрия, изомерия, природа хим. связи и т. д.). Индивидуальность спек­тров соединений, характеристичность частот колебаний определ. групп ато­мов в М. позволяют производить ка­честв. и количеств. спектральный ана­лиз в-ва. Электронные уровни энер­гии изучают методами ультрафиолетовой спектроскопии, фотоэлектронной спектроскопии, рентгеноэлектронной спектроскопии. Колебат. уровни энергии проявляются в ИК спектрах и спектрах комбинац. рассеяния све­та. Частоты вращат. линий лежат в радиодиапазоне (см. Микроволновая спектроскопия), а также в дальней ИК области спектра.

Во внеш. электрич. поле М. поляри­зуется — приобретает индуциров. дипольный момент (см. Поляризуемость атомов, ионов, молекул). Поляриза­ция в-в из полярных М. (т. е. М., обладающих пост. дипольными мо­ментами) во внеш. электрич. поле обусловлена как их ориентацией вдоль поля, так и возникновением индуци­ров. дипольных моментов за счёт элект­ронной поляризуемости. Измерение диэлектрич. проницаемости и поля­ризации в-ва даёт возможность при­близительно оценивать поляризуе­мость и величину пост. дипольных моментов отд. М., что позволяет де­лать выводы о её строении — сим­метрии, распределении электронной плотности, присутствии тех или иных групп атомов и их расположении и т. д.

Магн. св-ва М. дают важные све­дения о строении электронной обо­лочки. Большинство М. диамагнитны, т. е. не имеют пост. магн. момента. Поведение таких М. в магн. поле оп­ределяется их отрицат. магнитной восприимчивостью. Парамагн. М., об­ладающие пост. магн. моментом, во внеш. магн. поле стремятся ориенти­роваться в направлении поля. Пост. магн. моментом (связанным со спи­ном эл-нов, а также с их орбит. дви­жением) могут обладать как элект­ронная оболочка, так и ат. ядра. Парамагнитные (обладающие неспа­ренным эл-ном) М. исследуют с по­мощью электронного парамагнитного резонанса. В спектрах ядерного маг­нитного резонанса проявляются вз-ствия спиновых моментов ат. ядер, зависящие от электронной структуры М. и окружения каждого атома. На основании спектров ЯМР судят о на­правлении хим. связей, различных проявлениях изомерии М., взаимном расположении атомов в М., о дина­мике атомов в М. и т. д.

Важный метод изучения М.— массспектроскопия. Масс-спектрометрич. измерения основаны на расщеплении М. на электрически заряж. фрагменты (радикалы) и определении масс этих фрагментов. Геометрию М. в кристаллах определяют с помощью дифракции рентг. лучей (см. Рентге­новский структурный анализ) и нейт­ронов (см. Нейтронография). В га­зовой фазе и парах геометрию М. ис­следуют с помощью дифракции эл-нов (см. Электронография) и микровол­новых спектров. Эти исследования да­ют точность в определении координат атомов (ядер) порядка 0,001 нм; от­сюда точность в определении длин связей ~0,001 нм и в определении

432

 

 

валентных и двугранных углов — 1—2°. Помимо дифракц. и спектро­скопич. методов, существует ещё ряд методов исследования структурных, динамич. и термодинамич. хар-к М. Так, термодинамич. методы (в част­ности, калориметрия) позволяют оп­ределять разность энтальпий разл. изомеров, поглощение УЗ исполь­зуется для установления равновесного содержания изомеров в жидкостях и р-рах и т. д.

• Волькенштейн М. В., Строение и физические свойства молекул, М.—Л., 1955: Картмелл Э., Фоулз Г. В. А., Ва­лентность и строение молекул, пер. с англ., М., 1979; Ельяшевич М. А., Атомная и молекулярная спектроскопия, М., 1962; Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Квантовая механика. Нерелятивистская тео­рия, 3 изд., М., 1974 (Теоретическая физи­ка, т. 3).

В. Г. Дашевский.

МОЛЕКУЛЯРНАЯ АКУСТИКА, раз­дел физ. акустики, в к-ром св-ва в-ва и кинетика мол. процессов ис­следуются акустич. методами. Осн. методами М. а. явл. измерение ско­рости звука и поглощения звука и за­висимостей этих величин от частоты звук. волны, темп-ры, давления и др. Методами М. а. можно исследовать газы, жидкости, полимеры, тв. тела, плазму.

По скорости звука можно опреде­лить сжимаемость, отношение теплоёмкостей c_p/c_V, модули упругости тв. тела и др., а по поглощению звука — значение сдвиговой вязкости и объём­ной вязкости, время релаксации t_р и др. В газах, измеряя скорость звука и её зависимость от темп-ры, опреде­ляют параметры, характеризующие вз-ствие молекул газа при столкнове­нии. В жидкостях, вычисляя скорость звука на основании той или иной мо­дели жидкости и сравнивая резуль­таты расчёта с опытными данными, в ряде случаев можно оценить правдо­подобность используемой модели и определить энергию вз-ствия молекул. На скорость звука влияют особен­ности мол. структуры, силы межмоле­кулярного взаимодействия и плотность упаковки молекул. Так, напр., уве­личение плотности упаковки моле­кул, появление водородных связей, полимеризация приводят к увеличению скорости звука, а введение в моле­кулу тяжёлых атомов — к её умень­шению.

При наличии релаксац. процессов (см. Релаксация акустическая) энер­гия поступат. движения молекул в звук. волне перераспределяется на внутр. степени свободы. При этом появляется дисперсия звука, а зави­симость произведения коэфф. погло­щения на длину волны от частоты звука имеет максимум на нек-рой час­тоте w_р=1/t_р, наз. частотой релак­сации. Величины дисперсии звука и коэфф. поглощения зависят от того, какие именно степени свободы воз­буждаются под действием звук. волны, а w_р связана со скоростью обмена энергией между разл. степенями сво­боды. Т. о., измеряя скорость звука

и коэфф. поглощения в зависимости от частоты звука и определяя t_р, можно судить о характере мол. про­цессов и о том, какой из них вносит осн. вклад в релаксацию. Эти методы позволяют исследовать возбуждение колебат. и вращат. степеней свобо­ды молекул в газах и жидкостях, столкновение молекул в смесях разл. газов, установление равновесия при хим. реакциях, перестройку мол. структуры в жидкостях, процессы сдвиговой релаксации в очень вяз­ких жидкостях и полимерах, разл. процессы вз-ствия звука с эл-нами проводимости, фононами и др. элем. возбуждениями в тв. телах.

Область релаксации для жидкостей лежит, как правило, в диапазоне более высоких частот, чем для газов. В очень вязких жидкостях, полиме­рах и нек-рых др. в-вах в поглоще­ние и дисперсию может давать вклад целый набор релаксац. процессов с широким спектром времён релаксации. Изучение температурных зави­симостей скорости и поглощения зву­ка позволяет разделить вклад разл. релаксац. процессов.

В М. а. для исследований обычно применяется УЗ: в газах — в диапа­зоне частот 10⁴—10⁵ Гц, а в жидкос­тях и тв. телах — в диапазоне 10⁵— 10¹⁰ Гц.

Методы М. а. могут быть также ис­пользованы для исследования таких в-в, в к-рых вз-ствие звука с элемен­тарными возбуждениями не ограничи­вается простейшими релаксац. про­цессами. Так, напр., методы М. а. используются для исследования кине­тики мол. процессов в критич. об­ласти. Исследования поглощения УЗ в металлах и ПП при разных темп-pax, магн. полях и др. внеш. воз­действиях позволяют получить ин­формацию о поведении эл-нов и об особенностях электрон-фононного вз-ствия. Измерение внутр. трения в диэлектриках, напр. в кварце, в за­висимости от темп-ры и при разных условиях предварит. обработки по­зволяет судить о наличии тех или иных примесей и дефектов.

• Михайлов И. Г., Соловьев В. А., Сырников Ю. П., Основы мо­лекулярной акустики, М., 1964; Физичес­кая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 2, ч. А, М., 1968; т. 4, ч. А—Б, М., 1969—70; т. 5, 7, М., 1973—74.

А. Л. Полякова.

МОЛЕКУЛЯРНАЯ МАССА, значение массы молекулы, выраженное в атом­ных единицах массы. Практически М. м. равна сумме масс входящих в неё атомов (см. Атомная масса).

МОЛЕКУЛЯРНАЯ ФИЗИКА, раздел физики, в к-ром изучаются физ. св-ва тел в разл. агрегатных состояниях на основе рассмотрения их микроскопич. (молекулярного) строения. Задачи М. ф. решаются методами физ. ста­тистики, термодинамики и физ. кине­тики, они связаны с изучением дви­жения и вз-ствия ч-ц (атомов, моле­кул, ионов), составляющих физ. тела.

Первым сформировавшимся разде­лом М. ф. была кинетическая теория газов. В процессе её развития рабо­тами англ. физика Дж. Максвелла (1858—60), австр. физика Л. Больц­мана (1868) и амер. физика Дж. У. Гиббса (1871 —1902) была создана классич. статистич. физика.

Количеств. представления о вз-ствии молекул (мол. силах) начали раз­виваться в теории капиллярных яв­лений. Классич. работы в этой об­ласти франц. учёных А. Клеро (1743), П. Лапласа (1806), англ. учёного Т. Юнга (1805), франц. учёного С. Пуас­сона, нем. учёного К. Гаусса (1830 — 1831), Гиббса (1874—78), И. С. Громеки (1879, 1886) и др. положили на­чало теории поверхностных явлений. Межмол. вз-ствия были учтены голл. физиком Я. Д. Ван-дер-Ваальсом при объяснении физ. св-в реальных газов и жидкостей.

В нач. 20 в. М. ф. вступает в новый этап развития. В работах франц. фи­зика Ж. Б. Перрена и швед. учёного Т. Сведберга (1906), польск. физика М. Смолуховского и А.. Эйнштейна (1904—06), посвящённых броуновскому движению микрочастиц, были получе­ны доказательства реальности суще­ствования молекул. Методами рент­геновского структурного анализа (а впоследствии — методами электронографии и нейтронографии) были изу­чены структура тв. тел и жидкостей и её изменения при фазовых переходах и изменении темп-ры, давления и др. хар-к. Учение о межатомных взаимо­действиях на основе представлений квантовой механики получило разви­тие в работах нем. физиков М. Борна, Ф. Лондона и В. Гейтлера, а также П. Дебая (Германия). Теория пере­ходов из одного агрегатного состо­яния в другое, намеченная Ван-дер-Ваальсом и англ. физиком У. Томсоном и развитая в работах Гиббса, Л. Д. Ландау (1937) и нем. физико-химика М. Фольмера (30-е гг.) и их последователей, превратилась в совре­менную теорию образования фазы — важный самостоят. раздел М. ф. Объ­единение статистич. методов с совр. представлениями о структуре в-ва в работах Я. И. Френкеля, англ. физико-химика Г. Эйринга (1935—36), англ. учёного Дж. Бернала и др. при­вело к М. ф. жидких и тв. тел.

Круг вопросов, охватываемых М. ф., очень широк. В ней рассматриваются : строение в-в и его изменение под влиянием внеш. факторов (давления, темп-ры, электрич. и магн. полей), явления переноса (диффузия, тепло­проводность, внутр. трение), фазовое равновесие и процессы фазовых пере­ходов (кристаллизация и плавление, испарение и конденсация и др.), критич. состояние в-ва, поверхностные явления на границах раздела разл. фаз.

433

 

 

Интенсивное развитие М. Ф. при­вело к выделению из неё мн. само­стоят. разделов (статистич. физика, физ. кинетика, физика тв. тела, физ. химия, мол. биология). На основе общих теоретич. представлений М. ф. получили развитие физика металлов, физика полимеров, физика плазмы, кристаллофизика, физико-химия дис­персных систем и поверхностных яв­лений, теория массо- и теплопереноса, физико-хим. механика. При всём раз­личии объектов и методов исследова­ния здесь сохраняется. однако, гл. идея М. ф.— описание макроскопич. св-в в-ва на основе микроскопической (молекулярной) картины его строе­ния.

• Кикоин И. К., Кикоин А. К., Молекулярная физика, 2 изд., М., 1976; Гиршфельдер Дж., К е р т и с с Ч., Берд Р., Молекулярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961; Френ­кель Я. И., Кинетическая теория жид­костей, Л., 1975; Лихтман В. И., Щ у к и н Е. Д., Ребиндер II. А., Физико-химическая механика металлов, М., 1962.

П. А. Ребиндер, Б. В. Дерягин, Н. В. Чураев.

МОЛЕКУЛЯРНОЕ ТЕЧЕНИЕ, тече­ние разреженного газа, состоящего из молекул, атомов, ионов или эл-нов, при к-ром св-ва потока существенно зависят от беспорядочного движения ч-ц, в отличие от течений, где газ рас­сматривается как сплошная среда. М. т. имеет место при полёте тел в верх. слоях атмосферы, в вакуумных системах и т. д. При М. т. молекулы (или др. ч-цы) газа участвуют, с од­ной стороны, в поступат. движении всего газа в целом, а с другой — дви­гаются хаотически и независимо друг от друга. Причём в любом рассматри­ваемом объёме молекулы газа могут иметь самые различные скорости. По­этому основой теоретич. рассмотрения М. т. явл. кинетическая теория газов. Макроскопич. св-ва невязкого, сжи­маемого, изоэнтропич. течения удов­летворительно описываются простей­шей моделью молекул в виде упругих гладких шаров, к-рые подчиняются максвелловскому закону распределе­ния скоростей (см. Максвелла распре­деление). Для описания вязкого, неизоэнтропич. М. т. необходимо поль­зоваться более сложной моделью мо­лекул и ф-цией распределения, к-рая несколько отличается от ф-ции рас­пределения Максвелла. М. т. иссле­дуются в динамике разреженных газов.

МОЛЕКУЛЯРНЫЕ И АТОМНЫЕ ПУЧКИ, направленные потоки моле­кул или атомов, движущихся в ва­кууме практически без столкновения друг с другом и с молекулами оста­точных газов. М. и а. п. позволяют изучить свойства отд. ч-ц, пренебре­гая эффектами, обусловленными стол­кновениями, кроме тех случаев, когда сами столкновения явл. объектом ис­следований. В 1911 франц. физик Л. Дюнуайе продемонстрировал прямолинейный пролёт в вакууме ато­мов Na. Позднее нем. физик О. Штерн с сотрудниками использовал М. и а. п. для измерения скорости молекул и эффективных сечений их соударе­ний друг с другом, а также для иссле­дования явлений, обусловленных электронными спинами и магн. мо­ментами ат. ядер. В 1937 амер. физик И. Раби использовал М. и а. п. в ре­зонансных экспериментах вначале для измерения магн. моментов ядер, а затем для измерения различных ха­рактеристик молекул, атомов и ядер. Источник М. и а. п.— камера, сое­динённая с высоковакуумным объёмом отверстием или узким капилляром

 

Рис. 1. Схема опыта для изучения хим. реак­ции, происходящей при пересечении пучка атомов водорода с пучком молекул К₂. Т.к. вольфрамовый детектор одинаково чув­ствителен к молекулам К₂ и КОН, а плати­новый — менее чувствителен к КОН, то, комбинируя оба детектора, можно разли­чать эти молекулы.

(рис. 1). Исследуемые молекулы или атомы вводятся в камеру в виде газа или пара при давлении неск. мм рт. ст. Давление газа должно быть доста­точно малым, чтобы ср. длина l сво­бодного пробега ч-ц внутри источника равнялась диаметру соединит. отвер­стия или была несколько больше него. В этом случае ч-цы вылетают из источника независимо друг от друга (в случае капилляра l должна быть соизмерима также с длиной капил­ляра). Чрезмерное увеличение l за счёт уменьшения давления в источ­нике, не улучшая существенно св-в М. и а. п., уменьшает их интенсив­ность. Для увеличения интенсивности пучков применяют источники с неск. отверстиями или капиллярами, рас­стояния между к-рыми должны быть несколько больше их диаметра. Со­ударения с ч-цами остаточного газа разрушают М. и а. п. Длина М. и а. п. в идеальном вакууме была бы чрез­вычайно велика, т. к. возможны были бы только соударения «догона».

М. и а. п. дают возможность изу­чать отд. акты столкновения между двумя ч-цами (в отличие от хим. и газодинамич. методов, в к-рых из-за множеств. столкновений ч-ц друг с другом наблюдаются лишь усреднённые эффекты). Измеряются сечения упругих и неупругих соударений ч-ц, встречающихся под разными углами и при разных скоростях (рис. 1), наблюдаются хим. реакции между ч-цами и изучается угловое и энергетич. распределение продуктов реак­ции. Иногда сталкивающиеся пучки предварительно поляризуют или, на­оборот, измеряют появляющуюся по­ляризацию.

В  р е з о н а н с н ы х  э к с п е р и м е н т а х  (метод Раби) ч-цы, вылетая из источника в вакуум (10^{-7 мм рт. ст. или 10-5} Па), пролетают через неоднородное магн. поле H₁ искривляющее их траекторию (рис. 2),

Рис. 2. Схема эксперимента по наблюдению магн. резонанса в мол. пучке. Пролёт ч-цы через прибор определяется по искривлению её траектории; отклонения увеличены отно­сительно типичных размеров прибора (дли­на прибора 3 м, макс. поперечное сечение 0,01 см); Р — резонатор, в к-ром возбуж­дается эл.-магн. поле резонансной частоты; H₁ — форвакуумный насос; Н₂ — высокова­куумный насос.

что обусловлено вз-ствием их магн. моментов с неоднородным магн. по­лем. Далее ч-цы пролетают через кол­лиматор . и попадают в область де­тектора, где неоднородное магн. поле H₂ компенсирует искривления их тра­екторий. Конфигурации полей H₁ и Н₂ в точности противоположны. Для идентификации молекул их пропус­кают через масс-спектрометр, после чего они регистрируются электронным умножителем, соединённым с детекто­ром. При плавном изменении частоты колебаний эл.-магн. поля в зазоре магнита Н, создающего однородное магн. поле, измеряют интенсивность пучка, регистрируемого детектором; w=w₀(ξ₂-ξ₁)/ћ (где ξ₁ и ξ₂ -уровни энергии молекул). Молекулы под действием эл.-магн. поля, воз­буждаемого в резонаторе Р, могут переходить из состояния с энергией ξ₁ в состояние с энергией ξ₂ и об­ратно. Если по магн. св-вам состоя­ния ξ₁ и ξ₂ различны, то поле Н₂ не компенсирует отклонение, вызван­ное полем Н₁ для части молекул, ис­пытавших переход. Эти молекулы движутся по траектории, показанной пунктиром. При w=w₀ интенсивность, регистрируемая детектором, имеет минимум. По величине w₀ определяют разность энергий уровней ξ₁ и ξ₂ исследуемых молекул.

Если изменения траектории обу­словлены вз-ствием электрич. момен­тов молекул с неоднородными элект­рич. полями, квант. переходы вы­званы колебаниями электрич. поля в резонаторе (см. Параэлектрический

434

 

 

резонанс). Применяется также сочета­ние обоих методов, напр. однородное пост. электрич. поле используют в эк­спериментах с магн. резонансом, а од­нородное магн. поле в опытах с параэлектрич. резонансом.

Резонансные эксперименты дали большое количество информации о строении молекул, атомов и ат. ядер. Были измерены спины, магн. дипольные и электрич. квадрупольные мо­менты ядер. В частности, был обна­ружен электрический квадрупольный момент дейтрона, исследована тонкая структура ат. спектров, в ре­зультате чего был открыт лэмбовский сдвиг. Измерение постоянной тонкой структуры дало пока единств. дока­зательство существования у ядер электрич. октупольных моментов. Бы­ли измерены вращат. магн. моменты и электрич. дипольные моменты моле­кул, энергия вз-ствия ядерных магн. моментов с вращат. магн. моментами молекул, зависимость электрич. и магн. свойств от ориентации молекул; квадрупольные моменты молекул, энер­гия межъядерных магн. вз-ствий в мо­лекулах и др. Частота колебаний, со­ответствующая линиям сверхтонкой структуры магнитного резонанса в М. п а. п.,— основа для определения секунды в пассивных квантовых стандартах частоты.

М. и а. п. позволяют накапливать ч-цы с более высокой энергией и созда­вать инверсию населённостей (см. Мо­лекулярный генератор). Генератор на пучке атомов водорода использовался как для исследования атома водорода, так и для создания активного квант. стандарта частоты.

• Смит К. Ф., Молекулярные пучки, пер. с англ., М., 1959; Р а м з а й Н., Мо­лекулярные пучки, пер. с англ., М., 1960; English T.C., Zorn J. С., Molecu­lar beam spectroscopy, в кн.; Methods of experimental physics, 2 ed., v. 3, N. Y., 1974.

Н. Ф. Рамзай.

МОЛЕКУЛЯРНЫЕ КРИСТАЛЛЫ, кристаллы, образованные из молекул, связанных друг с другом слабыми ван-дер-ваальсовыми силами или водород­ной связью (см. Межмолекулярное взаимодействие, Межатомное взаимо­действие). Внутри молекул между атомами действует более прочная, обычно ковалентная связь. Фазовые превращения М. к.: плавление, возгон­ка, полиморфные переходы (см. Поли­морфизм) — происходят, как правило, без разрушения отд. молекул. Боль­шинство М . к.— кристаллы органич. соединений (нафталин и др.). М. к. образуют также нек-рые простые в-ва (Н₂, галогены, N₂, O₂, S₈), бинарные соединения типа СО₂, металлоорганич. соединения и нек-рые комплекс­ные соединения. К М. к. относятся и кристаллы мн. полимеров, в т. ч. крис­таллы белков и нуклеиновых кислот (см. Биологические кристаллы). Осо­бым случаем М. к. явл. кристаллы от­вердевших благородных газов, в к-рых ван-дер-ваальсовы силы связы­вают между собой не молекулы, а

атомы. Для М. к. характерны низкие темп-ры плавления (от —150 до -350 °С), большие коэфф. теплового расширения, большая сжимаемость, малая твёрдость. Большинство М. к. при обычной темп-ре — диэлектрики, нек-рые М. к. (напр., органич. кра­сители) — полупроводники.

• Китайгородский А. И., Моле­кулярные кристаллы, М., 1971. См. также лит. при ст. Кристаллохимия.

П.   М.   Зоркий.

МОЛЕКУЛЯРНЫЕ СПЕКТРЫ, спектры испускания, поглощения и комбинационного рассеяния света (КРС), принадлежащие свободным или слабо связанным между собой моле­кулам. Типичные М. с.— полосатые, они наблюдаются в виде совокуп­ности более или менее узких полос в УФ, видимой и ИК областях спект­ра; при достаточной разрешающей спо­собности спектральных приборов мол. полосы распадаются на совокупность тесно расположенных линий. Струк­тура М. с. различна для разл. моле­кул и усложняется с увеличением чис­ла атомов в молекуле. Видимые и УФ спектры весьма сложных молекул сходны между собой и состоят из немногих широких сплошных полос. М. с. возникают при квантовых пере­ходах между уровнями энергии ξ' и ξ" молекул согласно соотношению:

hv=ξ'-ξ", (1)

где hv — энергия испускаемого или поглощаемого фотона частоты v. При КРС hv равна разности энергий падаю­щего и рассеянного фотонов. М. с. гораздо сложнее атомных спектров, что определяется большей сложностью внутр. движений в молекуле, т. к. кроме движения эл-нов относительно двух и более ядер в молекуле проис­ходит колебат. движение ядер (вместе с окружающими их внутр. эл-нами) около положения равновесия и вра­щат. движения её как целого. Элект­ронному, колебат. и вращат. движе­ниям молекулы соответствуют три типа уровней энергии ξ_эл, ξ_кол и ξ_вр н три типа М. с.

Согласно квант. механике, энергия всех видов движения в молекуле мо­жет принимать только определённые значения (квантуется). Полная энер­гия молекулы ξ приближённо может быть представлена в виде суммы кван­тованных значений энергий, соответ­ствующих трём видам её внутр. дви­жений:

ξ»ξ_эл +ξ_кол+ξ_вр, (2) причём   по   порядку  величины

ξ_эл:ξ_кол:ξ_вр = 1: Öm/M:m/M,  (3)

где т — масса эл-на, а М имеет порядок массы ядер атомов в моле­куле, т.е. m/M~10^-5—10^-3, сле­довательно:

ξ_эл >> ξ_кол >>ξ_вр. (4) Обычно ξ_эл порядка неск. эВ (сотен кДж/моль), ξ_кол ~ 10^-2—10^-1 эВ, ξ_вр~10^-5—10^-3 эВ.

Система уровней энергии молекулы характеризуется совокупностями да­леко отстоящих друг от друга элек­тронных уровней энергии (разл. ξ_эл при ξ_кол=ξ_вр=0). располо­женных значительно ближе друг к другу колебательных уров­ней (разл. ξ_кол при заданном ξ_эл и ξ_вр=0) и ещё более близких друг к другу вращательных уров­ней (значения ξ_вр при заданных ξ_эл

и ξ_кол).

Электронные уровни энергии    а к б

на рис. 1 соответствуют равновесным конфигурациям молекулы. Каждому электронному состоянию соответствует определённая равновесная конфигурация и определённое значение ξ_эл; наименьшее значение соответствует осн. электронному состоянию (осн. электронный уровень энергии моле­кулы).

Рис. 1. Схема Уровней энергии двухатомной мо­лекулы, а и б — электронные уро­вни; v' и v" — квант. числа ко­лебат. уровней; J' и J" — квант. числа вращат. уровней.

 

Набор электронных состояний молекулы определяется св-вами её электронной оболочки. В принципе значения ξ_эл можно рассчитать ме­тодами квант. химии, однако эта за­дача решается только приближённо и для сравнительно простых молекул. Важную информацию об электронных уровнях молекул (их расположении и их хар-ках), определяемую её хим. строением, получают, изучая М. с.

Весьма важная хар-ка электронного уровня энергии — значение кванто­вого числа 5, определяющего абс. ве­личину полного спинового момента всех эл-нов. Химически устойчивые молекулы имеют, как правило, чёт­ное число эл-нов, и для них 5 = 0, 1, 2, . . .; для осн. электронного уровня типично 5=0, для возбуждённых — 5 = 0 и 5=1. Уровни с S=0 наз. синглетными, с S=1 — триплетными (т. к. их мулътиплетность c=2S+1=3).

В случае двухатомных и линейных трёхатомных молекул электронные уровни характеризуются значением квант. числа Л, определяющего абс. величину проекции полного орбиталь­ного момента всех эл-нов на ось мо­лекулы. Уровни с L=0, 1, 2, ...

435

 

 

обозначаются соответственно S, П, D, . . ., а и указывается индексом сле­ва вверху (напр., ³S, ²П). Для моле­кул, обладающих центром симметрии (напр., СО₂, СН₆), все электронные уровни делятся на чётные и нечётные (g и u соответственно) в зависимости от того, сохраняет или нет определяю­щая их волновая функция знак при обращении в центре симметрии.

Колебательные уровни энергии мож­но найти квантованием колебат. дви­жения, к-рое приближённо считают гармоническим. Двухатомную моле­кулу (одна колебат. степень свободы, соответствующая изменению межъ­ядерного расстояния r) можно рас­сматривать как гармонич. осцилля­тор, квантование к-рого даёт равноот­стоящие уровни энергии:

где v — осн. частота гармонич. коле­баний молекулы, v=0, 1, 2, . . .— колебат. квант. число.

Для каждого электронного состоя­ния многоатомной молекулы, состоя­щей из N³3 атомов и имеющей f Колебат. степеней свободы (f=3N-5 и f=3N-6 для линейных и нелиней­ных молекул соответственно), полу­чается / т. н. нормальных ко­лебаний с частотами v_i(ill, 2, 3, . . ., f) и сложная система колебат. уровней энергии:

Набор частот норм. колебаний в осн. электронном состоянии явл. важ­ной хар-кой молекулы, зависящей от её хим. строения. В определённом норм. колебании участвуют либо все атомы молекулы, либо их часть; атомы совершают гармонич. колебания с оди­наковой частотой v_i, но с разл. ампли­тудами, определяющими  форму колебания. Норм. колебания раз­деляют по форме на валентные (из­меняются длины хим. связей) и дефор­мационные (изменяются углы между хим. связями — валентные углы). Для молекул низшей симметрии (см. Сим­метрия молекулы) f=2 и все колеба­ния невырожденные; для более симметричных молекул имеются дважды и трижды вырожденные коле­бания, т. е. пары и тройки совпадаю­щих по частоте колебаний.

Вращательные уровни энергии мож­но найти квантованием вращат. дви­жения молекулы, рассматривая её как тв. тело с определёнными момен­тами инерции. В случае двухатомной или линейной трёхатомной молекулы её энергия вращения ξ_вр=М²/2I, где I — момент инерции молекулы от­носительно оси, перпендикулярной оси молекулы, а М — вращат. момент кол-ва движения. Согласно правилам

квантования,    M²=(h/4pi²)J(J+1),    где

f=0, 1,2,. . .— вращательное квант. число; для ξ_вр получаем:

ξ_вр=(h2/8pi²I)J(J+1) = hBJ(J+1),  (7)

где     вращат.    постоянная    В=(h/8piI²)I

определяет масштаб расстояний между уровнями энергии, уменьшающийся с увеличением масс ядер и межъядер­ных расстояний.

Разл. типы М. с. возникают при разл. типах переходов между уров­нями энергии молекул. Согласно (1) и (2):

Dξ=ξ'-ξ"==Dξ_эл+Dξ_кол+Dξ_вр,

причём аналогично (4) Dξ_эл>>Dξ_кол>>Dξ_вр. При Dξ_эл¹0 получаются электронные М. с., наблюдаемые в ви­димой и УФ областях. Обычно при Dξ¹0 одновременно Dξ_кол¹0 и Dξ_вр¹0; разл. Dξ_кол при заданном Dξ_эл соответствуют разл. колебат. полосы (рис. 2), а разл. Dξ_вр при заданных Dξ_эл и Dξ_кол отд. вращат. линии, на к-рые распадаются колебат. полосы (рис. 3).

Рис. 2. Электроино-колебат. спектр моле­кулы N₂ в близкой УФ области; группы по­лос соответствуют разл. значениям Dv= v'-v".

Совокуп­ность полос с заданным Dξ_эл (со­ответствующих чисто электронному переходу с частотой n_эл=Dξ_эл/h) наз. системой полос; полосы об­ладают разл. интенсивностью в зави­симости от относит. вероятностей переходов (см. Квантовый переход).

Рис. 3. Вращат. расщепление электронно-колсбат. полосы 3805,0 Å молекулы N₂.

Для сложных молекул полосы одной системы, соответствующие данному электронному переходу, обычно сли­ваются в одну широкую сплошную полосу; могут накладываться друг на друга и неск. таких полос. Харак­терные дискретные электронные спект­ры наблюдаются в замороженных р-рах органич. соединений.

Электронные (точнее, электронно-колебательно-вращательные) спектры изучаются с помощью спектральных приборов со стеклянной (видимая об­ласть) и кварцевой (УФ область, см. Ультрафиолетовое излучение) опти­кой. При Dξ_эл = 0, а Dξ_кол¹0 полу­чаются колебат. М. с., наблюдаемые в ближней ИК области обычно в спект­рах поглощения и КРС. Как прави­ло, при заданном Dξ_кол Dξ_вр ¹0 и

колебат. полоса распадается на отд. вращат. линии. Наиболее интенсивны в колебат. М. с. полосы, удовлетво­ряющие условию Dv=v'- v"=1 (для многоатомных молекул Dv_i=v'_i- v"_i=1 при Dv_k=v'_k-v"_k=0; здесь i и k определяют разл. нормальные колеба­ния). Для чисто гармонич. колебаний эти правила отбора выполняются стро­го; для ангармонич. колебаний появ­ляются полосы, для к-рых Dv>1 (обер­тоны); их интенсивность обычно мала и убывает с увеличением Dv. Колебат. М. с. (точнее, колебательно-вращатель­ные) изучают с помощью ИК спектро­метров и фурье-спектрометров, а спектры КРС — при помощи свето­сильных спектрографов (для видимой области) с применением лазерного возбуждения. При Dξ_эл=0 и Dξ_кол=0 получаются чисто вращат. спект­ры, состоящие из отд. линий. Они на­блюдаются в спектрах поглощения в далёкой ИК области и особенно в микроволновой области, а также в спектрах КРС. Для двухатомных, линейных трёхатомных молекул и достаточно симметричных нелиней­ных молекул эти линии равноотстоят (в шкале частот) друг от друга.

Чисто вращат. М. с. изучают с по­мощью ИК спектрометров со спец. дифракц. решётками (эшелеттами), фурье-спектрометров, спектрометров на основе лампы обратной волны, микроволновых (СВЧ) спектрометров (см. Субмиллиметровая спектроско­пия, Микроволновая спектроскопия), а вращат. спектры КРС — с помощью светосильных спектрометров.

Методы молекулярной спек­троскопии, основанной на изучении М. с., позволяют решать разнообраз­ные задачи химии. Электронные М. с. дают информацию об электронных оболочках, возбуждённых уровнях энергии и их хар-ках, об энергии дис­социации молекул (по схождению уров­ней энергии к границе диссоциации). Исследование колебат. спектров позво­ляет находить характеристические частоты колебаний, соответствующие наличию в молекуле определённых ти­пов хим. связей (напр., двойных и тройных связей С—С, связей С—Н, N—Н для органич. молекул), опреде­лять пространств. структуру, разли­чать цис- и транс-изомеры (см. Изо­мерия молекул). Особо широкое рас­пространение получили методы ин­фракрасной спектроскопии — одни из наиболее эффективных оптич. мето­дов изучения строения молекул. Наи­более полную информацию они дают в сочетании с методами спектроскопии КСР. Исследование вращат. спектров, а также вращат. структуры элект­ронных и колебат. М. с. позволяет по найденным из опыта моментам инер­ции молекул находить с большой точ­ностью параметры равновесных конфи­гураций — длины связей и валентные углы. Для увеличения числа опреде­ляемых параметров исследуют спект-

436

 

 

ры изотопич. молекул (в частности, молекул, в к-рых водород заменён дейтерием), имеющих одинаковые па­раметры равновесных конфигураций, но разл. моменты инерции.

М. с. применяются также в спект­ральном анализе для определения со­става в-ва.

• Кондратьев В. Н., Структура ато­мов и молекул, 2 изд., М., 1959; Е л ь я ш е в и ч М. А., Атомная и молекулярная спектроскопия, М., 1982; Герцберг Г., Спектры и строение двухатомных молекул, пер. с англ., М., 1949; его же, Колеба­тельные и вращательные спектры многоатом­ных молекул, пер. с англ., М., 1949; его же. Электронные спектры и строение многоатом­ных молекул, пер. с англ., М., 1969; Приме­нение спектроскопии в химии, под ред. В. Веста, пер. с англ., М., 1959. См. также лит. при ст. Лазерная спектроскопия.

М.  А.  Ельяшевич.

МОЛЕКУЛЯРНЫЙ ГЕНЕРАТОР, первый квант. генератор, в к-ром эл.-магн. колебания СВЧ генерировались за счёт вынужденных квант. перехо­дов молекул NH₃ (см. Квантовая электроника). М. г. был создан в 1954 Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым (СССР) и независимо от них Ч. Таунсом, Дж. Гордоном и X. Цайгером (США). Оба варианта М. г. работали на пучке молекул аммиака NH₃ (см. Молекулярные и атомные пучки) И генерировали эл.-магн. колебания с частотой 24840 МГц (l=1,24 см).

Молекулы NH₃, обладающие элект­рич. дипольным моментом, пролетая через неоднородное электрич. поле, по-разному отклоняются этим полем в зависимости от их энергии (см. Штарка эффект). В первом М. г. сортирующая система представляла собой квадрупольный конденсатор, состоящий из четырёх параллельных стержней спец. формы, соединённых

а — Квадрупольный конденсатор; б — кон­фигурация электрич. поля (стрелки — сило­вые линии).

 

попарно с высоковольтным выпря­мителем (рис., а). Электрич. поле (рис., б) такого конденсатора неодно­родно и вызывает искривление траек­торий молекул, летящих вдоль его оси. Молекулы NH₃, находящиеся в верх. энергетич. состоянии, откло­няются к оси конденсатора и попа­дают внутрь объёмного резонатора. Молекулы, находящиеся в ниж. энер­гетич. состоянии, отбрасываются в стороны. Попадая внутрь резонатора, возбуждённые молекулы излучают под воздействием эл.-магн. поля резона­тора, фотоны остаются внутри резона­тора, усиливая его поле и увеличивая вероятность вынужденного излучения для молекул, пролетающих позже (обратная связь). Если вероятность вынужденного излучения фотона

больше, чем вероятность его погло­щения в стенках резонатора, то интен­сивность эл.-магн. поля резонатора на частоте перехода быстро возрастает за счёт внутр. энергии молекул. Воз­растание прекращается, когда поле в резонаторе достигает величины, при к-рой вероятность вынужденного ис­пускания становится столь большой, что за время пролёта резонатора успе­вает испустить фотон как раз поло­вина молекул пучка. При этом для пучка в целом вероятность поглоще­ния становится равной вероятности вынужденного испускания (насыще­ние). Мощность, генерируемая М. г. на пучке молекул NH₃~10^-8 Вт; ста­бильность частоты w колебаний Dw/w~10^-7—10^-11. Выли созданы М. г. и на др. дипольных молекулах, с w в диапазоне сантиметровых и мил­лиметровых волн.

• Ораевский А. Н., Молекулярные генераторы, М., 1964.

М. Е. Жаботинский.

МОЛТЕРА ЭФФЕКТ, эмиссия эл-нов в вакуум из тонкого диэлектрич. слоя на проводящей подложке при на­личии сильного ' электрич. поля (10⁶ В/см) в слое. Открыт амер. радио­инженером Л. Молтером (L. Malter) в 1936 в слое Al₂O₃+Cs₂O на Al. Эмиссионный ток быстро растёт с рос­том анодного напряжения. М. э. обу­словлен наличием сильного электрич. поля в слое, что приводит к авто­электронной эмиссии из подложки в слой, к «разогреву» эл-нов и к удар­ной ионизации в основной толще слоя. Основное падение напряжения сосредоточивается вблизи подложки. В результате часть быстрых эл-нов вылетает в вакуум. В пористых слоях М. э. обусловлен также лавинной ударной ионизацией, развивающей­ся в порах; эл-ны вылетают преим. из пор.

• См.  лит.   при   ст.   Электронная   эмиссия.

Б.   С.   Кульварская.

МОЛЬ (моль, mol), ед. СИ кол-ва в-ва. В 1 М. содержится столько молекул (атомов, ионов или к.-л. др. структур­ных элементов в-ва), сколько атомов содержится в 0,012 кг ¹²С (нуклида углерода атомной массой 12), см. Авогадро постоянная.

МОМЕНТ ИНЕРЦИИ, величина, ха­рактеризующая распределение масс в теле и являющаяся наряду с массой мерой инертности тела при непоступат. движении. В механике различают М. и. осевые и центробежные. Осе­вым М. и. тела относительно оси z наз. величина, определяемая равенст­вом:

где m_i — массы точек тела, h_i — их расстояния от оси z, a r — массовая плотность, V — объём тела. Вели­чина I_z явл. мерой инертности тела при его вращении вокруг оси (см. Вращательное движение). Осевой М. и. можно также выразить через линейную величину r, наз. радиусом инерции, по формуле I_z=Mr², где

М — масса тела. Размерность М. и.— L²M; а единицы — кг•м² или г•см². Центробежным М. и. относительно системы прямоугольных осей х, у, z, проведённых в точке О, наз. вели­чины, определяемые равенствами:

или же соответствующими объёмными интегралами. Эти величины явл. ха­рактеристиками динамич. неуравнове­шенности тел. Напр., при вращении тела вокруг оси z от значений I_xz и I_yz зависят силы давления на подшипники, в к-рых закреплена ось. М. п. относительно параллельных осей z и z' связаны соотношением:

l_z=l'_z + Md² (3)

где z' — ось, проходящая через центр масс тела, а d — расстояние между осями.

М. и. относительно любой проходя­щей через начало координат О оси О1 с направляющими косинусами a, b, g находится по ф-ле:

I_Ol=I_xa²+I_yb²+I_zg²-2I_xyab-2I_yzbg-2I_zxga. (4)

Зная шесть величин I_x, I_y I_z, I_ху, I_yz, I_zx, можно последовательно, ис­пользуя ф-лы (4) и (3), вычислить всю совокупность М. и. тела относи­тельно любых осей. Эти шесть вели­чин определяют т. н. тензор инерции тела. Через каждую точку тела можно провести три такие взаимно-перпендикулярные оси, наз. главными осями инерции, для к-рых I_xy=I_yz=I_zx=0

Тогда, зная главные оси инерции и М. п. относительно этих осей, можно определить М. и. тела относительно любой оси.

М. п. тел сложной конфигурации обычно определяют эксперименталь­но. Понятием о М. и. широко поль­зуются при решении многих задач механики и техники,

• Фаворин М. В., Моменты инерции тел. Справочник, М., 1970; Г е р н е т М. М., Р а т о б ы л ь с к и й В. Ф., Определение моментов инерции, М., 1969. См. также лит. при ст. Механика.

 С. М. Тарг.

МОМЕНТ КОЛИЧЕСТВА ДВИЖЕ­НИЯ (кинетический момент, угловой момент), одна из мер механич. движе­ния материальной точки или системы. Особенно важную роль М. к. д. играет при изучении вращат. движения. Как и для момента силы, различают М. к. д. относительно центра (точки) и относительно оси.

Для вычисления М. к. д. К мате­риальной точки относительно центра О или оси z справедливы все ф-лы, приведённые для вычисления момента силы, если в них заменить вектор F вектором количества движения mv. Т. о., K_O=[r•mv], где r — радиус-вектор движущейся точки, проведён-

437

 

 

ный из центра О, а K_z равняется проек­ции вектора k_o на ось z, проходящую через точку О. Изменение М. к. д. точки происходит под действием мо­мента m,_O(F) приложенной силы и определяется теоремой об изменении М. к. д., выражаемой ур-нием dK_O/dt=m_O(F). Когда m_O(F)=0, что, напр., имеет место для центр. сил, движение точки подчиняется площа­дей закону. Этот результат важен для небесной механики, теории движения ИСЗ, косм. летат. аппаратов и др.

Главный М. к. д. (или кинетич. мо­мент) механич. системы относительно центра О или оси z равен соответст­венно геом. или алгебр. сумме М. к. д. всех точек системы относительно того же центра или оси, т. е. k_o=Sk_oi, k_z=SK_zi. Вектор k_o может быть определён его проекциями K_x, K_y, K_z на координатные оси. Для тела, которое вращается вокруг неподвиж­ной оси z с угловой скоростью w, K_x=-I_xzw, K_y=-I_yzw, K_z=I_zw, где I_z — осевой; a I_xz, I_yz — цен­тробежные моменты инерции. Если ось z является гл. осью инерции для начала координат О, то k_o=i_zw.

Изменение гл. М. к. д. системы про­исходит под действием только внеш. сил и зависит от их гл. момента M^e_O. Эта зависимость определяется теоре­мой об изменении гл. М. к. д. системы, выражаемой ур-нием dK_O/dt=M^e_O. Аналогичным ур-нием связаны мо­менты K_z и М^е_z относительно оси z. Если M^e_O=0 или M^e_z=0, то соответст­венно К_O или K_z будут величинами постоянными, т. е. имеет место закон сохранения М. к. д. (см. Сохранения законы). Т. о., внутр. силы не могут изменить М. к. д. системы, но М. к. д. отд. частей системы или угловые ско­рости под действием этих сил могут изменяться. Напр., у вращающегося вокруг вертикальной оси z фигуриста (или балерины) величина K_z=I_zw будет постоянной, т. к. практически M^e_z=0. Но, изменяя движением рук или ног значение момента инерции l_z, фигурист может изменять угловую скорость со. Понятое о М. к. д. ши­роко используется в динамике тв. тела, особенно в теории гироскопа.

Размерность М. к. д.— L²MT^{--1, a} единицы — кг•м²/с, г•см²/с. М. к. д. обладают также эл.-магн., гравитац. и др. физические поля. Большинству элем. ч-ц присущ собственный, внутр. М. к. д.— спин. Большое значение М. к. д. имеет в квантовой механике.

• См. лит. при ст. Механика.

С. М. Тарг.

МОМЕНТ ОРБИТАЛЬНЫЙ, см. Орбитальный момент.

МОМЕНТ СИЛЫ, величина, характе­ризующая вращат. эффект силы при действии её на тв. тело; одно из осн. понятий механики. Различают М. с. относительно центра (точки) и отно­сительно оси.

М. с. относительно центра О — вели­чина векторная. Его модуль M_O=Fh, где F — модуль силы, a h — плечо, т. е. длина перпендикуляра, опу­щенного из О на линию действия силы (рис.); направлен вектор М_O перпендикулярно плоскости, прохо­дящей через центр О и силу ¥ в сто­рону, откуда поворот, вызываемый силой, виден про­тив хода часо­вой стрелки (в правой системе координат). С по­мощью векторно­го произведения М. с. выражает­ся равенством M_O=[r•F], где r — радиус-век­тор, проведён­ный из О в точку приложения си­лы. Размерность М. с. — L²MT², единицы — Н•м, дин•см или кгс•м.

М. с. относительно оси — величина алгебраическая, равная проекции на эту ось М. с. относительно любой точки О оси или же численной вели­чине момента проекции F_xy силы F на плоскость ху, перпендикулярную оси z, взятого относительно точки пересечения оси с плоскостью. Т. е. M_z= М_Ocosg=F_xyh₁ или M_z= -F_xyh₁.

Знак минус (последнее выражение) берётся, когда поворот силы F с поло­жит. направления оси z виден по ходу часовой стрелки (тоже в правой систе­ме). М. с. относительно осей х, у, z могут также вычисляться по ф-лам: M_x=yF_z-zF_y, M_y=zF_x-xF_z,

M_z=xF_y-yF_x,

где F_x, F_y, F_z — проекции силы F на оси; х, у, z — координаты точки А приложения силы.

Если система сил имеет равнодейст­вующую, то её момент вычисляется по Вариньона теореме.

• См. лит. при ст. Механика.

С. М. Тарг.

МОНОКРИСТАЛЛ, кристаллич. ин­дивид, имеющий во всём объёме еди­ную кристаллич. решётку (см. Крис­таллы). Внеш. форма М. определяется их ат. структурой и условиями крис­таллизации: в равновесных условиях М. приобретают хорошо выраженную естеств. огранку. Примеры хорошо огранённых природных М.— кварц, каменная соль, исландский шпат, ал­маз, рубин. М. могут не иметь пра­вильной огранки (напр., закруглён­ные искусственно выращиваемые «були» рубина, М. кремния).

Многие М. обладают особыми физ. св-вами: алмаз очень твёрд, сапфир, кварц, флюорит — исключительно прозрачны, нитевидные кристаллы ко­рунда рекордно прочны. Многие М. чувствительны к внеш. воздействиям (света, механич. напряжений, магн. и электрич. полей, радиации и др.). Поэтому они применяются в качестве разного рода преобразователей в ра­диоэлектронике, квантовой электро­нике, акустике и др. В связи с этим возникла потребность в М. разных

размеров и форм: от микрокристаллов, плёнок и нитевидных кристаллов ве­сом в неск. мг до крупных М. весом в десятки кг. Первоначально исполь­зовались природные М. кварца, флю­орита, корунда, алмаза и др. Однако они содержат большое кол-во дефек­тов. Поэтому появилась необходи­мость искусств. выращивания М. При этом было создано множество ценных М., не имеющих природных аналогов (см. Синтетические кристаллы).

МОНОМОЛЕКУЛЯРНЫЙ СЛОЙ (мо­нослой), слой в-ва толщиной в одну молекулу на поверхности раздела фаз. Образуется при адсорбции, поверх­ностной диффузии и в результате ис­парения растворителя из раствора, содержащего летучий компонент. Осо­бый интерес представляют М. с. по­верхностно-активных веществ на по­верхности жидкости, резко изменяю­щие её св-ва; они могут образовы­ваться за счёт адсорбции из газовой фазы или из раствора. В газооб­разных М. с. расстояние между молекулами велико по сравнению с их размерами, поэтому межмол. вз-ствие практически отсутствует. Конден­сированные М. с. имеют пре­дельно плотную упаковку молекул. Так, углеводородные цепи с полярной группой на конце располагаются в кон­денсированных М. с. в виде «часто­кола», занимающего всю площадь по­верхности раздела фаз. Каждая моле­кула в таком «частоколе» расположена перпендикулярно или наклонно по­верхности и независимо от длины мо­лекулы занимает площадь в 20— 25 Ų. Высокомол. линейные молекулы, как правило, образуют М. с. с гори­зонт, ориентацией макромолекул. М. с. могут проявлять поверхностную вяз­кость и прочность, сильно отличаю­щиеся от соответствующих хар-к объём­ных фаз.

Структура и св-ва М. с. влияют на процессы массопереноса (диффузию, испарение), катализа, трения, адгезии и коррозии. От состояния М. с. часто определяющим образом зависит устой­чивость высокодисперсных систем: эмульсий, суспензий, золей. Сущест­венна роль М. с. в разнообразных биол. структурах (напр., биол. мемб­ранах).

МОНОПОЛЬ ДИРАКА, то же, что магнитный монополь.

МОНОПОЛЬНЫЙ МАСС-СПЕКТРО­МЕТР, устройство, в к-ром разделение ионов по величине отношения массы к заряду происходит в переменном электрич. поле, создаваемом цилиндрич. стержнем и заземлённым уголко­вым электродом. См. Масс-спектро­метр.

МОНОХРОМАТИЧЕСКИЙ СВЕТ, монохроматическое излучение в диапа­зоне частот, непосредственно воспри­нимаемых человеч. глазом (см. Свет).

 МОНОХРОМАТИЧЕСКОЕ ИЗЛУЧЕ­НИЕ (от греч. monos — один, единый и chroma — цвет), электромагнитное

438

 

 

излучение одной определённой и строго постоянной частоты. Происхождение термина «М. и.» связано с тем, что различие в частоте световых волн воспринимается человеком как различие в цвете. Однако по своей природе электромагнитные волны ви­димого диапазона, лежащие в интер­вале 0,4—0,7 мкм, не отличаются от эл.-магн. волн др. диапазонов (ИК, УФ, рентгеновского и т. д.), по отно­шению к к-рым также используют тер­мин «монохроматический» (одноцвет­ный), хотя никакого ощущения цвета эти волны не дают.

Теория эл.-магн. излучения, осно­ванная на Максвелла уравнениях, опи­сывает любое М. и. как гармонич. ко­лебание, происходящее с неизменной амплитудой и частотой в течение бес­конечно долгого времени. Плоская монохроматич. волна эл.-магн. излу­чения служит примером полностью когерентного поля (см. Когерент­ность), параметры к-рого неизменны в любой точке пр-ва и известен закон их изменения во времени. Однако процессы излучения всегда ограничены во времени, а потому понятие М. и. явл. идеализацией. Реальное естеств. излучение обычно представляет собой сумму нек-рого числа монохроматич. волн со случайными амплитудами, частотами, фазами, поляризацией и направлением распространения. Чем уже интервал, к-рому принадлежат частоты наблюдаемого излучения, тем оно монохроматичнее. Так, излуче­ние, соответствующее , отд. линиям спектров испускания свободных ато­мов (напр., атомов разреженного газа), очень близко к М. и. (см. Атомные спектры); каждая из таких линий соответствует переходу атома из со­стояния т с большей энергией в со­стояние и с меньшей энергией. Если бы энергии этих состояний имели строго фиксированные значения Е_m и Е_n, атом излучал бы М. и. частоты v_mn= (Е_m-E_n)/h. Однако в состояниях с большей энергией атом может нахо­диться лишь малое время Dt (обычно 10^-8 с — т. н. время жизни на энергетич. уровне), и согласно неопределённостей соотношению для энергии и времени жизни квант. состояния (DE•Dt³h) энергия, напр. состояния га, может иметь любое значение между Е_m+DE и Е_m-DЕ. Поэтому излуче­ние каждой линии спектра соответст­вует интервалу частот Dv_mn=DE/h=1/Dt (подробнее см. в ст. Ширина спектральных линий).

Т. к. идеальным М. и. не может быть по самой своей природе, то обычно монохроматическим считается излучение с узким спектр. интервалом, к-рый можно приближённо характеризовать одной частотой (или длиной волны).

Приборы, с помощью к-рых из реального излучения выделяют узкие спектр. интервалы, наз. монохроматорами. Чрезвычайно высокая монохроматичность характерна для из-

лучения нек-рых типов лазеров (ши­рина спектр. интервала  излучения достигает величины 10^-6 Å, что зна­чительно уже, чем ширина линий ат. спектров).

• Б о р н М., Вольф Э., Основы оп­тики, пер. с англ., 2 изд., М., 1973; Калитеевский Н. И., Волновая оптика, 2 изд., М., 1978.

Л. Я. Капорский.

МОНОХРОМАТОР, спектральный оптич. прибор для выделения узких участков спектра оптического излучения. М. состоит (рис.)

из входной щели 1, освещаемой источником излу­чения, коллиматора 2, диспергирую­щего элемента 3, фокусирующего объектива 4 и выходной щели 5. Диспергирующий элемент простран­ственно разделяет лучи разных длин волн Я, направляя их под разными углами j, и в фокальной плоскости объектива 4 образуется спектр — со­вокупность изображений входной щели в лучах всех длин волн, испус­каемых источником. Нужный участок спектра совмещают с выходной щелью поворотом диспергирующего элемен­та; изменяя ширину щели 5, меняют спектр, ширину dl выделенного уча­стка.

Диспергирующими элементами М. служат дисперсионные призмы и диф­ракционные решётки. Их угл. диспер­сия D=Dj/Dl вместе с фокусным рас­стоянием f объектива 4 определяет  л и н е й н у ю  д и с п е р с и ю Dl/Dl=D•f (Dj — угл. разность на­правлений лучей, длины волн к-рых отличаются на Dl; Dl — расстояние в плоскости выходной щели, разделяю­щее эти лучи). Призмы дешевле решё­ток в изготовлении и обладают боль­шой дисперсией в УФ области. Однако их дисперсия значительно умень­шается с ростом К, и для разных об­ластей спектра необходимы призмы из разных материалов. Решётки свободны от этих недостатков, имеют пост. высо­кую дисперсию во всём оптич. диапа­зоне и при заданном пределе разреше­ния позволяют построить М. с су­щественно большей светосилой, чем призменный М.

Кроме дисперсии, качество М. опре­деляют его разрешающая способность и светосила. Раз­решающая способность М., как и лю­бого др. спектр. прибора, равна l/(Dl)*, где (Dl)*— наименьшая разность длин волн, ещё различимая в выходном из­лучении М.; она тесно связана с его аппаратной функцией, к-рую можно представить как распределение потока лучистой энергии по ширине изобра­жения входной щели, освещаемой узко монохроматическим излучением. Светосила М. показывает, какая часть лу­чистой энергии, испускаемой источни­ком в выделенном М. интервале dl, проходит через М. Она зависит от геом. хар-к М. (в частности, от разме­ров щелей и диспергирующего эле­мента) и от потерь на отражение и по­глощение в оптич. системе М.

Объективы М. (коллиматорный и фокусирующий) могут быть линзо­выми и зеркальными. Зеркальные объективы пригодны в более широком спектр. диапазоне, чем линзовые, и, в отличие от последних, не требуют перефокусировки при переходе от од­ного выделяемого участка спектра к другому. Это особенно удобно в не­видимых для глаза УФ и ИК областях спектра, где и применяется преим. зеркальная оптика.

М. явл. важнейшей составной час­тью источников монохроматич. осве­щения, а также  с п е к т ро ф о т о м е т р о в. В спектрофотометрии особенно важно избежать попадания в выходную щель М. рассеянного света с длинами волн, далёкими от выделяемого участка спектра. С этой целью часто применяют два М., кон­структивно объединённых так, что выходная щель первого из них служит входной щелью второго. Одно из преимуществ таких двойных М.— их повышенная дисперсия.

• Топорец А. С., Монохроматоры, М., 1955; Пейсахсон И. В., Оптика спектральных приборов, Л., 1970.

А.   П.  Гагарин.

МОСТ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ, измери­тельная цепь, используемая для изме­рения методом сравнения с мерой пассивных параметров электрич. це­пей (сопротивления, индуктивности, ёмкости, угла диэлектрич. потерь), а также величин, функционально с ними

Схема четырёхплсчного измерит. моста: r_x— измеряемое сопротивление; r₁, r₂, r₃ — из­вестные сопротивления; НИ — нулевой ин­дикатор; U_пит — питающее напряжение.

связанных. М. и. наз. также измерит. приборы, содержащие эту цепь.

На рис. изображён четырёхплечный (одинарный) мост для измерения со­противления (r_х). Сопротивления r_х, r₁, r₂, r₃, образующие четырёхуголь­ник, наз. плечами моста. На одну из

439

 

 

диагоналей моста подается напряже­ние от источника питания, в др. диа­гональ включён нулевой индикатор (чувствит. гальванометр). Регулируя сопротивление одного из плеч, доби­ваются равновесия моста, при к-ром ток в диагонали с нулевым индикато­ром равен нулю. Зная значение r₁ и отношение сопротивлений r₂ и r₃, соответствующие условию равновесия, можно вычислить r_х. В мостах пост. тока для достижения равновесия дос­таточно регулировать один параметр (элемент) моста; в мостах перем. тока, сопротивление плеч к-рого имеет не только активную, но и реактивную составляющую, для достижения той же цели необходима регулировка не ме­нее двух параметров. Различают час­тотно-независимые и частотно-зави­симые М. и. перем. тока. Для первых условие равновесия достигается при любой частоте питающего напряжения, для вторых — только при определ. частоте. Для измерения малых со­противлений (до 10^-6 Ом) с целью исключения влияния соединит. про­водов и переходных сопротивлений контактов применяют схемы двойных мостов. Помимо М. и. с ручным урав­новешиванием широко применяются а в т о м а т и ч е с к и е  М. и., в к-рых вместо нулевого индикатора ис­пользуют нулевой усилитель. Усилен­ный сигнал рассогласования приводит во вращение реверсивный двигатель, к-рый изменяет сопротивление одного из плеч моста до момента достижения равновесия. М. и., особенно автомати­ческие, применяются для измерения неэлектрич. величин, преобразован­ных в к.-л. пассивные параметры электрич. цепи. Наиболее распростра­нены М. и. для измерения темп-ры в комплекте с термосопротивлением.

Неуравновешенный М. и. может служить преобразователем измеритель­ным. Как правило, неуравновешенные М. и. применяются в приборах для измерения неэлектрич. величин. При нестабильном источнике питания в ка­честве измерит. механизма исполь­зуют логометр.

Пром-стью выпускаются уравнове­шенные мосты пост. тока для изме­рения сопротивлений от 10^-6 до 10¹⁴ Ом и выше с осн. относит. погреш­ностью от 0,005% до 5%. О М. и. перем. тока для измерения индуктив­ности и ёмкости см. Индуктивности измеритель и Ёмкости измеритель. Выпускаются также универс. М. и. для измерений как на пост., так и на перем. токе. Автоматич. М. и. имеют осн. погрешность в % от диапазона измерений до 0,025%. Требования к М. и. стандартизованы в ГОСТ 22261 — 76 (общие технич. условия), в ГОСТ 7165 — 78 (М. и. пост. тока), ГОСТ 9486—79 (М. и. перем. тока) и ГОСТ 7164—78 (М. и. автоматиче­ские).

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

В.   П.   Кузнецов.

МОЩНОСТЬ, физич. величина, изме­ряемая отношением работы к проме­жутку времени, в течение к-рого она произведена. Если работа произво­дится равномерно, то М. определяет­ся ф-лой N=A/t, где А — работа за время t, а в общем случае N=dA/dt, dA — элем. работа за элем. проме­жуток времени dt. M. измеряется в ваттах.

МОЩНОСТЬ ЗВУКА, энергия, пере­даваемая звук. волной через рассмат­риваемую поверхность в единицу вре­мени. Среднее по времени значение М. з., отнесённое к единице площади, наз. интенсивностью звука.

МТС СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MTS си­стема), система ед. физ. величин с осн. единицами метр, тонна (ед. массы), секунда. Была введена в СССР в 1933, но отменена в 1955 в связи с введением ГОСТа 7664—55 «Механические еди­ницы». МТС с. е. была построена ана­логично применяемой в физике СГС системе единиц и предназначалась для практич. измерений; с этой целью были выбраны большие по размеру единицы длины и массы. Важнейшие производ­ные ед.: силы — стен (сн), давления — пьеза (пз), работы — стен-метр, или килоджоуль (кДж), мощности — ки­ловатт (кВт).

МУЗЫКАЛЬНАЯ АКУСТИКА, об­ласть акустики, в к-рой изучают объек­тивные физ. закономерности музыки в связи с её восприятием и исполне­нием. Исследуют хар-ки муз. звуков (высоту, громкость, спектр, переход­ные процессы и др.), разл. муз. сис­темы и строп. М. а. изучает механизмы звукообразования и излучения муз. инструментов и певческих голосов. М. а. тесно связана с физиологической акустикой и архитектурной акусти­кой.

• Римский Корсаков А. В., Развитие музыкальной акустики в СССР, «Изв. АН СССР. Серия физическая», 1949, т. 13, № 6; Музыкальная акустика, под ред. Н. А. Гарбузова, М., 1954.

МУЛЬТИПЛEТНОСТЬ (от лат. mul­tiplex — многократный), число воз­можных ориентации в пр-ве полного спина атома или молекулы. Согласно квант. механике, М. c=2S+1, где S — спиновое квантовое число. Для систем с нечётным числом N эл-нов S = ¹/₂, ³/₂, ⁵/₂, ... и М. чётная (c= 2, 4, 6,. . .), т. е. возможны дуб­летные, квартетные, секстетные и т. д. квант. состояния. Если N четно, S=0, 1, 2, ... и М. нечётная (c=1, 3, 5, . . .); в этом случае возможны синглетные, триплетные, квинтетные и т. д. состояния. Так, для систем с 1 эл-ном (напр., Н, Не⁺ , H⁺₂, для к-рых S=¹/₂) c=2, т. е. получаются лишь дублетные состояния; для систем с двумя эл-нами (Не, Н₂) — синглетные состояния (S=0, c=1, спины эл-нов антипараллельны) и триплетные со­стояния (5=1, c=3, спины эл-нов па­раллельны). Макс. М. для систем с

N эл-нами c=N+l соответствует па­раллельному направлению их спинов

М. определяет кратность вырожде­ния уровней энергии атома или моле­кулы. 2S+1 квант. состояний, соот­ветствующих уровню энергии с задан­ным 5, отличаются значениями проек­ции полного спина и характеризуются квант. числом m_S=S, S-1, . . ., -S, определяющим величину этой проек­ции. Вследствие спин-орбитального взаимодействия уровень энергии мо­жет расщепляться на c подуровней [м у л ь т и п л е т н о е  (т о н к о е) р а с щ е п л е н и е,  приводящее к расщеплению спектр. линий, см. Тон­кая структура].

Значения М. для квант. состояний атомов и молекул определяются чис­лом эл-нов в незамкнутых оболочках, т. к. в заполненных оболочках спины эл-нов компенсируются. Для уровней энергии щелочных металлов с одним внеш. эл-ном c=2, для уровней энер­гии сложных атомов с незаполненными р-, d- и f-оболочками М. могут быть высокими. Для химически устойчивых молекул, имеющих, как правило, чёт­ное число эл-нов, характерны М. c=1 для основного и c=1 и 3 для возбуж­дённых уровней энергии.

М.   А.  Ельяшевич.

МУЛЬТИПОЛЬ (от лат. multum — много и греч. polos — полюс). Элек­трический М.— система элект­рич. зарядов («полюсов»), обладающая определённой симметрией. В зависи­мости от сложности М. имеет тот или иной порядок: М. нулевого порядка явл. заряд; М. 1-го порядка — диполь (система двух разноимённых, одинако­вых по величине зарядов); М. 2-го порядка — квадруполь (система четы­рёх равных по величине зарядов, помещённых в вершины параллело­грамма так, что каждая сторона соеди­няет разноимённые заряды); 3-го по­рядка — октуполь и т. д. Электрич. М. с не меняющимся во времени мультипольным моментом (см. ниже) со­здаёт статическое электрич. поле, М. с перем. моментом излучает эл.-магн. волны. Поле М. на больших расстояниях R от него (R>>r, r — раз­меры системы) можно представить как наложение полей М. разл. по­рядка. Для статич. полей потенциал М. l-того порядка (2^l-поля) убывает при R>>r как 1/R^l+l и обладает опре­делённой угловой зависимостью. Пе­рем. (излучаемые) поля М. любого порядка на расстояниях, много боль­ших длины волны их излучения, ме­няются как 1/R и различаются только угл. зависимостью (такой же, как у статич. М.).

Осн. хар-ка М.— его м у л ь т и п о л ь н ы й  м о м е н т, к-рый опре­деляет величину и угл. зависимость поля М., а также энергию его вз-ствия с внеш. полями. Мультипольный мо­мент статич. системы зарядов зависит только от их величины и расположе­ния. Так, дипольный момент электрич. диполя р= el (е — заряд, l — вектор,

440

 

 

начало к-рого совпадает с отрицат. зарядом диполя, конец — с положи­тельным).

Потенциал j(R) пост. электрич. поля в точке ft, создаваемого статич. системой зарядов е_i находящихся в точках с координатами r_i (начало ко­ординат выбрано внутри системы), ра­вен:

М а г н и т н ы й  М.— система магн. полюсов, аналогичная электрич. М., однако, поскольку магн. зарядов не существует, магн. М. миним. порядка нвл. магн. диполь.

Представление системы движущихся зарядов или магн. полюсов в виде М. с перем. мультипольным моментом играет важную роль в классич. тео­рии излучения, теории антенн и т. п. Понятие М. применяется также для описания перем. акустич., гравитац. и др. полей.

МУЛЬТИПОЛЬНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, электромагнитное излучение системы электрич. зарядов при изменении её электрич. или магн. моментов — дипольного, квадрупольного, октупольного и т. д. (см. Мулътиполь). Наиб. интенсивным явл. электрич. дипольное (или просто дипольное) излуче­ние, менее интенсивными — магн. ди­польное (или просто магнитное) и электрич. квадрупольное (или просто квадрупольное) излучения; ещё ме­нее интенсивны магн. квадрупольное и электрич. октупольное излучения и т. д. Подробнее см. в ст. Излучение.

МУТНЫЕ СРЕДЫ, среды с оптич. неоднородностями, на к-рых происходит рассеяние света. Оптич. неоднород­ности могут быть связаны с включе­нием одного в-ва в другое (облака, туманы, дымы, эмульсии) и с флуктуациями плотности и анизотропии вслед­ствие теплового движения (см. Рас­сеяние света). Это приводит к образо­ванию микрообластей с показателем преломления, отличным от показателя преломления окружающей среды (напр., опалесценция критическая). В общем случае излучение, рассеянное М. с., состоит из лучей с разл. крат­ностью рассеяния. Одно­кратное рассеяние света наблюдается при малой оптической толщине т. С увеличением т кратность рассеяния растёт, поскольку растёт вероятность облучения каждой из оптич. неоднородностей светом, рассеянным др. неоднородностями. Закономерности однократного и многократного свето­рассеяния существенно различны. Оп­тич. хар-ки М. с. с однократным рас­сеянием определяются размером оп­тич. неоднородностей (точнее, отно­шением размера к длине волны рассеи­ваемого излучения l), их относит. показателем преломления, формой и числом в ед. объёма. Многократное рассеяние света в М. с. обусловлено помимо их структуры и такими фак­торами, как протяжённость, форма и

границы всей среды в целом. Законо­мерности многократного рассеяния света сложны и меняются в зависи­мости от оптич. толщины. Полная хар-ка многократно рассеянного света даётся решением ур-ния переноса из­лучения.

• Л а н д с б е р г Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Ш и ф р и н К. С., Рассеяние света в мутной среде, М.— Л., 1951.

Н. Л. Войшвилло.

МЮ-МЕЗОНЫ, см. Мюоны.

МЮОНИЙ (хим. символ Mu), связан­ная система m⁺е^-, состоящая из поло­жительно заряженного мюона и эл-на. Строение М. аналогично строению ато­ма водорода, в к-ром протон заменён m⁺ ; размеры М. прибл. такие же, как у атома водорода. М. образуется при столкновениях m⁺ с атомами путём присоединения одного из эл-нов ат. оболочки. В зависимости от взаимной ориентации спинов m⁺ и е^- М. обра­зуется в ортосостоянии, со спином 1 (спины m⁺ и е^- параллельны) или парасостоянии, со спином 0 (спины анти­параллельны). Одна из важнейших хар-к свободного М.— разность энер­гий орто- и парасостояний, равная 3•10^-6 эВ. Между этими двумя состоя­ниями возможны переходы с испуска­нием эл.-магн. волн частоты 4463,16 МГц. Совпадение теоретич. предсказаний для частоты с результа­тами эксперимента — одно из луч­ших подтверждений справедливости квантовой электродинамики.

М. активно вступает в хим. реакции, характерные для атомарного водоро­да, и поэтому не сразу был обнаружен в конденсированных в-вах. Размеры и др. св-ва М. в конденсированном в-ве, напр. в кристалле, могут существенно отличаться от его св-в в вакууме. По хим. св-вам М. аналогичен атому водо­рода, хотя скорости реакций Ми могут в неск. раз отличаться от скоростей реакций атомарного водорода. Одна из ближайших задач химии М.— уста­новить соответствия между этими дву­мя скоростями. В этом случае станет возможным измерять абс. скорости хим. реакций атома водорода, посколь­ку абс. скорости хим. реакций М. мож­но определить по наблюдению прецес­сии спина М. в магн. поле. Т. к. час­тота прецессии однозначно зависит от величины магн. поля, то, измеряя кол-во оборотов спина от момента образо­вания М. до момента его вступления в хим. реакцию (когда хар-р прецессии меняется), можно определить абс. вре­мя вступления М. в хим. реакцию (см. Мезонная химия).

• Вайсенберг А. О., Мю-мезон, М., 1964; Гольданский В. И., Ф и р с о в В. Г., Химия новых атомов, «Успехи химии», 1971, т. 40, в. 8.

Л. И. Пономарёв.

МЮОННЫЙ АТОМ, мезоатом с от­рицательно заряж. мюоном.

МЮОННЫЙ КАТАЛИЗ, явление син­теза (слияния) ядер изотопов водоро­да при норм. условиях, происходящее при существ. участии мюонов. В от­сутствие мюонов вероятность таких реакций, напр. дейтерия d+d ® ³Не+n; t+p или дейтерия и трития d+t®⁴He+n, требует высоких энер­гий сталкивающихся ч-ц (эквивалент­ных нагреванию в-ва на неск. десят­ков — сотни млн. град.). При тормо­жении отрицательно заряж. мюонов в смеси изотопов водорода образуются мюонные атомы (см. Мезоатом) рm, и dm,. Из-за малых размеров и электро­нейтральности мезоатомы водорода ве­дут себя подобно нейтронам: они могут свободно проникать через электрон­ные оболочки атомов и подходить на близкие расстояния к ядрам др. ато­мов. При этом происходят многообраз­ные m-атомные и m-молекулярные яв­ления, такие, как перехват мюонов ядрами более тяжёлых изотопов: рm+d ®dm+p, образование мюонных молекул: dm+p®pdm, и т. д. В мюон­ных молекулах ядра удалены друг от друга на расстояния ~5•10^{-11 см, что в сотни раз меньше ср. расстояний между ядрами в жидком и газообраз­ном водороде. Поэтому в мюонных мо­лекулах вероятность слияния ядер, напр. по реакциям} pdm ®³Не+m^-, ddm®³He+n+m^- и др., в миллионы раз больше, чем при столкновении m-атома с ядром по реакции dm+p®³He+m^-. Освободившийся m^- вновь может образовать мезоатом dm и по­вторить ещё раз всю цепочку реак­ций dm+p >pdm®³He+m^- и т. д. В принципе число таких реакций огра­ничено лишь временем жизни мюона t~=2.2•10^-6 с. Однако в действитель­ности почти всегда мюон в процессе реакции «прилипает» к образовавше­муся ядру гелия pdm ®m³Не+g и в дальнейшем не участвует в цикле последоват. реакций, приводящих к син­тезу ядер. Эта реакция «отравления катализатора» не столь существенна при синтезе ядер дейтерия ddm®³He+n+m^-, в к-рой только 12% мюонов прилипают к ядру ³Не по реакции ddm ®m³He+n.

На возможность каталитич. цепочки реакций указал Ф. Франк (США, 1947). В 1959 Я. Б. Зельдович выполнил первые расчёты этого процесса, а в 1957 амер. физик Л. Альварес наблю­дал его экспериментально. К нач. 80-х гг. М. к. яд. реакций синтеза хорошо изучен как экспериментально, так и теоретически.

В 1977 в результате теоретич. рас­чётов было обнаружено существование у мезомолекулы dtm, слабосвязанного состояния с энергией ~1 эВ. Благо­даря наличию такого состояния мезо­молекулы dtm, должны образовывать­ся резонансным образом с большой скоростью (в конденсированной среде за время ³10^-8 с). В 1979 этот вывод был подтверждён экспериментально в Лаборатории яд. проблем ОИЯИ (Дуб­на). Т. к, вероятность прилипания m^- к ⁴Не. образовавшемуся в реакции dtm ®⁴Не+n+m^-+17,6 МэВ, со­ставляет ~1%, то один m^- в смеси дейтерия и трития может осуществить

441

 

 

~100 актов катализа и освободить при этом ~2 ГэВ энергии и ~100 ней­тронов. Изучаются возможности практич. использования этого явления для получения яд. энергии.

• Зельдович Я. Б., Г е р ш т е й н С. С., Ядерные реакции в холод­ном водороде, «УФН», 1960, т. 71, в. 4; Пономарев Л. И., Мюонный катализ ядерных реакций синтеза, «Природа», 1979, № 9.

Л. И. Пономарёв.

МЮОНЫ (устар. m-мезоны), неста­бильные заряж. элем, ч-цы со спином ¹/₂, временем жизни 2,2•10^-6 с и мас­сой, прибл. в 207 раз превышающей массу эл-на (в энергетич. ед. ок. 105,7 МэВ); относятся к классу лепто­нов. Отрицательно заряж. (m^-) и поло­жительно заряж. (m⁺ ) М. явл. ч-цей и античастицей по отношению друг к другу.

Открытие. М. были впервые обнаружены в косм. лучах (1936—37) амер. физиками К. Андерсоном и С. Неддермейером. Вначале М. пыта­лись отождествить с ч-цей, к-рая, со­гласно гипотезе япон. физика X. Юкавы, явл. переносчиком яд. сил. Однако такая ч-ца должна была бы интенсивно взаимодействовать с ядрами, тогда как опытные данные показывали, что М. слабо взаимодействует с в-вом. Этот «парадокс» был разрешён в 1947 после открытия пи-мезона, обладающего св-вами ч-цы, предсказанной Юкавой, и распадающегося на М. и нейтрино:

pi^±®m^±+v_m(v^~m).

И с т о ч н и к и.  Осн. источником М. в косм. лучах и на ускорителях вы­соких энергий явл. распад pi-мезонов (пионов) и К-мезонов (каонов), интен­сивно рождающихся при столкнове­ниях адронов — протонов с ядрами и др. Другим (слабым) источником М. может быть, напр., процесс рождения пар m⁺m^- фотонами высоких энергий, распады гиперонов, «очарованных» час­тиц и др. На уровне моря М. образу­ют осн. компоненту (~80%) всех ч-ц косм. излучения. На совр. ускорите­лях высокой энергии получают пучки М. с интенсивностью до 10⁸—10⁹ ч-ц в 1 с.

Спин мюонного нейтрино v_m, воз­никающего вместе с m⁺ при распадах pi⁺ и К⁺ , ориентирован против направ­ления импульса v_m, а спин мюонного антинейтрино v^~_m. от распадов pi^- и К^- — в направлении импульса v^~_m. Отсюда на основании законов сохра­нения импульса и момента кол-ва движения следует, что спин m⁺ , обра­зующегося от распада покоящихся pi⁺ или К⁺ , направлен против его им­пульса, а спин m^- — в направлении импульса. Поэтому М. в зависимости от кинематич. условий их образова­ния и спектра пионов и каонов оказы­ваются частично или полностью поля­ризованными в направлении своего импульса (m^-) или против него (m⁺).

В з а и м о д е й с т в и е. Слабое взаимодействие М. вызывает их рас­пад по схеме: m^± ®e^±+v_e(v^~_e)+v^~_m(v^~_m); эти распады и определяют время жиз­ни М. в вакууме. В в-ве m^- «живёт» меньше: останавливаясь, он притяги­вается положительно заряж. ядром и образует  м ю о н н ы й  а т о м  (m-мезоатом). В мезоатомах благодаря сла­бому вз-ствию может происходить процесс захвата m^- ядром А: m-+Z^A®_Z-1A+v_m (Z — заряд ядра). Этот процесс аналогичен электронному захвату и сводится к элем. вз-ствию m^-+p®n+v_m.. Вероятность захвата m^- ядром растёт для лёгких элементов пропорц. Z⁴ и при Z~=10 сравнивается с вероятностью распада m^-. В тяжёлых элементах «время жизни» останавли­вающихся m^- определяется в осн. ве­роятностью их захвата ядрами и в 20—30 раз меньше времени жизни в вакууме.

Из-за несохранения чётности в сла­бом вз-ствии при распаде m⁺®е⁺+v_e+v^~_m наиболее энергичные пози­троны вылетают преим. в направле­нии спина m⁺ , а эл-ны в распаде m^-®e^-+v^~_e+v_m, — преим. в направ­лении, противоположном спину m^-

 (рис.). Т. о., изучая асимметрию вы­летов эл-нов (позитронов) в этих рас­падах, можно определить направле­ние спина m^-(m⁺).

Опыт показывает, что во всех из­вестных вз-ствиях М. участвует в точ­ности так же, как эл-н, отличаясь от него только массой. Это явление наз. m—е-у н и в е р с а л ь н о с т ь ю. Вместе с тем М. и эл-н отличаются друг от друга нек-рым внутр. квант. числом — лептонным зарядом и такое же различие имеется для соответст­вующих им нейтрино. Доказательст­вом этого служит тот факт, что нейтри­но, возникающее вместе с М,, не вызывает при столкновении с нукло­нами рождение эл-на, а также то, что не наблюдаются распады m^±®е^±+g и m^± ®2е^±+е^±.

Существование m—е-универсальности ставит перед теорией элем. ч-ц важную и до сих пор не решённую проблему: поскольку принято считать, что масса ч-ц имеет полевое происхож­дение (т. е. определяется вз-ствиями, в к-рых участвует ч-ца), то непонятно, почему эл-н и М., обладающие совер­шенно одинаковыми вз-ствиями, столь различны по своей массе. С проблемой

Распады покоящих­ся p⁺ - и p^--мезонов. Жирные стрелки указывают направление спи­нов s (поляриза­цию) ч-ц распада; p — импульсы со­ответствующих ч-ц.

m—е-универсальности связан также вопрос о возможном существовании др. лептонов с массой, большей, чем у М. В 1975—76 в опытах на встреч­ных е⁺е^--пучках был открыт один из таких заряж. лептонов — t-лептон (t⁺, t^-) с массой ок. 1,8 ГэВ (см. Тяжёлый лептон).

П р о н и к а ю щ а я   с п о с о б н о с т ь   м ю о н о в. М. высокой энергии тормозятся в в-ве за счёт эл.-магн. вз-ствия с эл-нами и ядрами в-ва. До энергии ~10¹¹—10¹² эВ М. теряют энергию в осн. на ионизацию атомов среды, а при более высоких энергиях становятся существенными потери энергии за счёт рождения электрон-позитронных пар, испускания g-квантов тормозного излучения и расщепле­ния ат. ядер. Т. к. масса М. много больше массы эл-на, то потери энергии быстрых М. на процессы тормозного излучения и рождения пар значитель­но меньше, чем потери энергии быст­рых эл-нов (на тормозное излучение) или g-квантов (на рождение пар е⁺е^-). Эти факторы обусловливают высокую проникающую способность М. как по сравнению с адронами, так и по срав­нению с эл-нами и g-квантами. В ре­зультате М. косм. лучей не только легко проникают через атмосферу Зем­ли, но и углубляются (в зависимости от их энергии) на значит. расстояния в грунт. В подземных экспериментах М. космических лучей с энергией 10¹²— 10¹³ эВ регистрируются на глубине не­скольких км.

П о в е д е н и е  м ю о н о в,   о с т а н а в л и в а ю щ и х с я   в   в е щ е с т в е. Медленные М., теряя энер­гию  на  ионизацию атомов,  могут ос­танавливаться в в-ве. При этом m⁺ в большинстве в-в присоединяет   к себе ат.   эл-н,  образуя систему,  аналогич­ную атому водорода,— т. н.  мюоний, к-рый может вступать в такие же хим. реакции, как и атом водорода. Отрицат. М.,   останавливающиеся в   в-ве, обра­зуют   m-мезоатомы,  боровский   радиус к-рых в (m_m/m_e)Z раз меньше, чем у ато­ма водорода, где m_m — масса М., m_e— масса   эл-на.    Мезоатомы   возникают в возбуждённых состояниях, а затем, испуская    последовательно    g-кванты или   передавая   энергию   ат.   эл-нам, переходят в осн. состояние.  Измеряя энергию   g-квантов,   можно   получить сведения  о  размерах  ядер,  распреде­лении электрич.  заряда в ядре и др. хар-ках   ядра. В   мезоатомах   с  тяжё­лыми ядрами наблюдаются безрадиац. переходы   мюонов   в   осн.   состояние, сопровождающиеся   возбуждением   (в т. ч. делением) ядер. Своеобразно поведение в в-ве мезоатомов водорода и его изотопов — дейтерия,  трития (см. Мюонный  катализ).  См.  также  Мезо­атом,   Мезонная  химия.

 • Вайсенберг    А. О.,   Мю-мезон, М., 1964  (Современные проблемы физики);  Б у г а е в    Э. В.,   Котов    Ю.  Д.,   Розенталь   И. Л.,   Космические мюоны и нейт­рино,   М.,    1970;    Зельдович     Я.     Б., Г е р ш т е й н    С. С.,   Ядерные   реакции  в холодном водороде, «УФН», 1960, т. 71, в. 4.

С.    С.    Герштейн,

442