Г

ГАЗ (франц. gaz, от греч. chaos — хаос), агрегатное состояние в-ва, в к-ром его ч-цы не связаны или весьма слабо связаны силами вз-ствия и дви­жутся свободно, заполняя весь предо­ставленный им объём. B-вa в газооб­разном состоянии образуют атмосферу Земли, в значит. кол-вах содержатся в твёрдых земных породах, растворены

в воде океанов, морей и рек. Солнце, звёзды, облака межзвёздного в-ва со­стоят из Г.— нейтральных или ионизо­ванных (плазмы). Встречающиеся в природных условиях Г. представляют собой, как правило, смеси химически индивидуальных Г.

Г. целиком заполняют сосуд, в к-ром находятся, и принимают его форму. В отличие от тв. тел и жидкостей, объём

Г. существенно зависит от давления и темп-ры. Коэфф. объёмного расшире­ния Г. в обычных условиях (при 0— 100°С) на два порядка выше, чем у жидкостей, и составляет при 0°C 0,003663 К^-1. В таблице приведены данные о физических свойствах нек-рых Г.

Любое в-во можно перевести в газо­образное состояние надлежащим под­бором давления p и темп-ры Т. По­этому возможную область существова-

100

 

 

ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА НЕКОТОРЫХ ГАЗОВ

ния газообразного состояния графиче­ски удобно изобразить в переменных р.— Т (в р-T-диаграмме, рис. 1). При Т ниже критической Т_к (см. Критическое состояние) эта область ограничена кривыми сублимации (воз­гонки) I и парообразования II. Это означает, что при любом p ниже кри­тического p_к существует темп-pa Т, определяемая кривой сублимации или парообразования, выше к-рой в-во становится газообразным. При темп-pax ниже тсмп-ры тройной точки Т_р газ может находиться в равновесии с и. фазой в-ва (на кривой I), а между тройной и критич. точкой К — с жид­кой фазой.

Рис. 1. p —T-диаграмма состояния в-ва. Со стороны низких Т и р область газообраз­ного состояния ограничена кривыми субли­мации (I) и парообразования (II). Тр — тройная точка; К — критич. точка; пунктир­ная линия — критич. изохора в-вa (объём V=const=V_к).

 

Газ в этих состояниях обычно наз. паром в-ва.

При Т ниже Т_к можно сконденсиро­вать Г.— перевести его в др. агрегат­ное состояние (твёрдое или жидкое), напр. повышая давление.

При Т>Т_к граница газообразной области условна, поскольку при этих Т фазовые превращения не происходят. Иногда за условную границу между Г. и жидкостью при сверхкритич. Т и р принимают критич. изохору в-ва (рис. 1), в непосредств. близости от к-рой св-ва в-ва изменяются, хотя и не скачком, но особенно быстро.

В связи с тем что область газового состояния очень обширна, св-ва Г. при изменении Т и р могут меняться в широких пределах. Так, в норм. ус­ловиях (при 0°С и атм. давлении) плотность Г. примерна в 1000 раз меньше плотности  того же в-ва в твёрдом или жидком состоянии. При

комнатной Т и глубоком вакууме (напр., при p~10¹¹ мм рт. ст.) плотность Г. ~10^-20г/см³. С другой стороны, при высоких р в-во, к-рое при сверх­критич. Т можно считать Г., обладает огромной плотностью (напр., в центре иек-рых звёзд ~10⁹ г/см³). В зависимо­сти от условий в широких пределах изменяются и др. св-ва Г.— теплопро­водность, вязкость и т. д.

Молекулярно-кинетическая теория газов рассматривает Г. как совокуп­ность слабо взаимодействующих ч-ц, находящихся в непрерывном хаотиче­ском (тепловом) движении. На основе этих представлений молекулярно-кинетич. теории удаётся объяснить ми. физ. св-ва Г., особенно полно — св-ва разреж. Г.

У достаточно разреж. Г. ср. расстоя­ния между молекулами оказываются значительно больше радиуса действия сил межмол. вз-ствия. Так, при норм. условиях в 1 см³ Г. находится ~10¹⁹ молекул и ср. расстояние между ни­ми составляет ~10 нм, тогда как меж­мол. вз-ствие несущественно уже на расстояниях св. 0,5—1 нм. Следова­тельно, в таких условиях молекулы взаимодействуют лишь при сближении на расстояние действия межмол. сил. Это сближение принято трактовать как : столкновение молекул. Радиус действия межмол. сил в рассмотрен­ном примере в 10 раз меньше ср. рас­стояния между молекулами, так что общий объём, в к-ром эти силы могут сказываться (как бы «собств. объём» всех молекул), составляет 10^-3 от полного объёма Г. Это позволяет счи­тать собств. объём молекул Г. в норм. условиях пренебрежимо малым и рас­сматривать молекулы как материаль­ные точки. Г., молекулы к-рого рас­сматриваются как не взаимодействую­щие друг с другом материальные точ­ки, наз. и. д е а л ь н ы м. При тепло­вом равновесии идеального Г. все направления движения его молекул равновероятны, а их скорости v подчи­няются распределению Максвелла (рис. 2). Подавляющее большинство молекул имеет значения v, близкие к наиболее вероятной v_н при данной Т (соответствует максимуму на рис.: 2), но существует нек-рая часть молекул с малыми и очень большими скоростями. При помощи распределения Макс­велла может быть определена т. н. ср. квадратичная скорость молекул Öv², связанная с Т соотношением:

v²=3kT/m, (1) где m — масса молекулы. Ур-ние (1) устанавливает связь между ср. кинетич. энергией одной молекулы и темп-рой газа:

mv2/2=³/₂kT. (2)

Эта зависимость позволяет рассматри­вать У как меру ср. кинетич. энергии

молекул.

Рис. 2. Распределение Максвелла для моле­кул азота при Т— 20 и 500 °С. По оси орди­нат — доля молекул (в %), обладающих скоростями между v м/с и (v+10) м/с; v — наиб. вероятная скорость, к-рой обладает наибольшее число молекул при данной Т;

v — ср. скорость молекул; Öv² — ср. квадра­тичная скорость.

 

Поскольку молекулы идеального Г. обладают лишь кинетич. энергией, внутр. энергия такого Г. не зависит от занимаемого им объёма (закон Джо­уля). Молекулярно-кинетич. теория рассматривает давление Г. на стенки сосуда, в к-ром он находится, как воз­действие ударов молекул, усреднён­ное по поверхности и времени; коли­чественно р определяется импульсом, передаваемым молекулами в ед. вре­мени ед. площади стенки:

p=¹/₃nmv²,  (3) где n — число молекул в единице объё­ма. Ур-ния (2) и (3) позволяют запи­сать уравнение состояния идеального Г. в виде:

101

 

 

 

 

p=nkT. (4) Ур-ние (4), записанное для 1 моля Г., наз. Клапейрона уравнением:

pV_m=RT. (5)

Здесь R=kN — универсальная газо­вая постоянная (N — число молекул в 1 моле), V_m— объём, приходящий­ся на 1 моль. Ур-ние Клапейро­на можно получить и эмпирически, обобщая газовые законы Бойля — Мариотта и Гей-Люссака (см. Бойля — Мариотта закон, Гей-Люссака зако­ны,). Из ур-ния (5) следует также, что при одинаковых Т и р идеальные Г., взятые в кол-ве 1 моля, имеют равные объёмы и в ед. объёма любого такого Г. содержится равное число молекул (см. Авогадро закон). В условиях теп­лового равновесия T и p Г. по всему его объёму одинаковы, молекулы дви­жутся хаотично, упорядоченных пото­ков нет. Возникновение в Г. перепадов (градиентов) Т и р приводит к наруше­нию равновесия и переносу в направ­лении градиента энергии, массы или др. физ. величин.

Кинетич. св-ва Г.— теплопровод­ность, диффузию, вязкость — молекулярно-кинетич. теория рассматривает с единой точки зрения: диффузию как перенос молекулами массы, теплопро­водность как перенос ими энергии, вязкость как перенос кол-ва движения. Модель идеального Г. для анализа явлений переноса непригодна, ибо в этих процессах существ. роль играют столкновения молекул и их лин. разме­ры (влияющие на частоту столкнове­ний). Поэтому в простейшем случае яв­ления переноса в Г. рассматриваются для разреж. Г., молекулы к-рого в пер­вом приближении считаются упругими шариками с определ. диаметром s, при­чём эти шарики взаимодействуют друг с другом только в момент соударения. В этом приближении а связан простым соотношением со ср. длиной свободного пробега молекулы l:

l=1/ps²n (6)

Размер l существенно влияет на про­цессы переноса в разреж. Г. В част­ности, если характерный размер объё­ма, занимаемого Г., больше l, то тепло­проводность и вязкость Г. не зависят от р. Наоборот, когда I больше харак­терного размера, теплопроводность и вязкость Г. с уменьшением р (а значит, и числа столкновений) начинают па­дать.

В более строгой молекулярно-кинетич. теории при анализе явлений пере­носа в разреж. Г. учитывается вз-ствие молекул при любых расстояниях меж­ду ними. Характер вз-ствия опреде­ляется т. н. потенциалом вз-ствия (см. Межмолекулярное взаимодействие). Строгое рассмотрение динамики пар­ных вз-ствий (столкновений) приводит к тому, что в ф-лах для расчёта коэфф. переноса появляются т. н. и н т е г р а л ы столкновений, являю­щиеся ф-циями только приведённой темп-ры T*=kT/e, к-рая характери­зует отношение кинетич. энергии мо­лекул (~kT) к их потенц. энергии (e — глубина потенц. ямы при дан­ном потенциале вз-ствия). Интегралы столкновений учитывают то обстоя­тельство, что сталкивающиеся моле­кулы в зависимости от их кинетич. энергии, а значит, и темп-ры Г. могут сближаться на разл. расстояния, т. е. как бы изменять свой эфф. размер.

Свойства реальных газов. При повы­шении плотности изменяются св-ва Г.— они перестают быть идеальными. Ур-ние состояния (5) оказывается не­применимым, т. к. ср. расстояния меж­ду молекулами Г. становятся сравни­мыми с радиусом межмол. вз-ствия. Для описания термодинамич. св-в реальных Г. используются разл. ур-ния состояния, б. или м. строго тео­ретически обоснованные. Простейшим примером ур-ния, к-рое качественно правильно описывает осн. отличия реального Г. от идеального, служит Ван-дер-Ваальса уравнение, учитываю­щее, с одной стороны, существование сил притяжения между молекулами (их действие приводит к уменьшению давления Г.), с другой стороны — сил отталкивания, препятствующих безграничному сжатию Г.

К наиболее теоретически обосно­ванным (во всяком случае, для со­стояний, удалённых от критич. точки) относится вириальное ур-ние состоя­ния:

pV=RT(1+B/V+C/V²+...).    (7)

Значения вириальных коэфф. В, С и т. д. определяются соударениями молекул: парными (В), тройными (С) и более высокого порядка для после­дующих коэфф. Существенно, что вириальные коэфф. явл. ф-циями только Т. В Г. малой плотности наиб. вероят­ны парные столкновения молекул, т. е. для такого Г. в разложении (7) можно пренебречь всеми членами после члена с коэфф. В. В соответствии с темпера­турным изменением В, при т. н. темп-ре Бойля Т_B (см. Бойля точка) В обращается в нуль и умеренно плот­ный Г. ведёт себя, как идеальный, т. е. подчиняется ур-нию (5). Существова­ние межмол. вз-ствия в той или иной степени сказывается на всех св-вах реальных Г. Внутр. энергия реального Г. оказывается зависящей от V (от расстояний между молекулами), т. к. потенц. энергия молекул определяется их взаимным расположением.

С межмол. вз-ствием связано также изменение темп-ры реального Г. при протекании его с малой пост. ско­ростью через пористую перегородку (этот процесс наз. дросселиро­ванием). Мерой изменения темп-ры Г. при дросселировании служит коэфф. Джоуля —  Томсона, к-рый в зависимости от условий может быть положи­тельным (охлаждение Г.), отрицатель­ным (нагрев Г.) либо равным нулю при т. н. темп-ре инверсии (см. Джоу­ля — Томсона эффект).

Внутр. строение молекул Г. слабо влияет на их термич. св-ва — давле­ние, темп-ру, плотность и связь между этими величинами. Для этих св-в в первом приближении существенна только мол. масса. Напротив, калорич. св-ва Г. (теплоёмкость, энтропия и др.), а также его электрич. и магн. св-ва существенно зависят от внутр. строения молекул. Напр., для расчёта (в первом приближении) теплоёмкости Г. при пост. объёме с_V необходимо знать число внутр. степеней свободы i_вн молекулы. В соответствии с равно­распределения законом на каждую внутр. степень свободы молекулы при­ходится энергия, равная ¹/₂ kT. От­сюда теплоёмкость 1 моля Г. равна:

(здесь число 3 — число степеней сво­боды молекулы как целого).

Для точного расчёта калорич. св-в Г. необходимо знать уровни энергии молекулы, сведения о к-рых в боль­шинстве случаев получают методами спектроскопии. Для большого числа в-в в состоянии идеального Г. калорич. параметры вычислены с высокой точностью, и их значения представле­ны в виде таблиц до Т ~ 10—22 тыс. К.

Электрич. св-ва Г. связаны в первую очередь с возможностью ионизации мо­лекул или атомов, т. е. с появлением в Г. электрически заряж. ч-ц (ионов и эл-нов). При отсутствии заряж. ч-ц Г. являются хорошими диэлектрика­ми. С ростом концентрации зарядов электропроводность Г. увеличивается.

При Т большей неск. тыс. К всякий Г. частично ионизуется и превращает­ся в плазму. Если концентрация за­рядов в плазме невелика, то св-ва её мало отличаются от св-в обычного Г.

По магн. св-вам Г. делятся на диамагнитные (к ним относятся, напр., инертные газы, а также H₂N₂, СO₂, Н₂О) и парамагнитные (напр., O₂). Диамагнитны те Г., моле­кулы к-рых не имеют пост. магн. момента и приобретают его лишь под влиянием внеш. поля (см. Диамагне­тизм). Те же Г., у к-рых молекулы обладают пост. магн. моментом, во внешнем магнитном поле ведут себя как парамагнетики (см. Пара­магнетизм).

Учёт межмол. вз-ствия и внутр. строения молекул необходим при ре­шении мн. проблем физики Г., напр. при исследовании влияния верхних разреж. слоев атмосферы на движение ракет и спутников (см. Газовая дина­мика).

В совр. физике Г. называют не толь­ко одно из агрегатных состояний в-ва. К Г. с особыми св-вами относят, напр., совокупность свободных эл-нов в ме­талле (электронный Г.), фононов в кри-

102

 

 

 

сталлах или жидком гелии (фононный Г.). Св-ва Г. элем. ч-ц и квазичастиц рассматривает квантовая статистика.

• Кириллин В. А., С ы ч е в В. В., Ш е й н д л и н А. Е., Техническая термоди­намика, 3 изд., М.,1979; Ч е п м е н С., Каулинг Т., Математическая теория неодно­родных газов, пер. с англ., М., 1960; Гиршфельдер Дж., К е р т и с с Ч., Берд Р., Молекулярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961; Термоди­намические свойства индивидуальных ве­ществ. Справочник, 3 изд., т. 1—3, М., 1978-81.

Э. Э. Шпильрайн.

ГАЗОВАЯ ДИНАМИКА, раздел гидроаэромеханики, в к-ром изучается движение сжимаемых сплошных сред (газа, плазмы) и их вз-ствие с тв. те­лами. Как часть физики, Г. д. связана с термодинамикой и акустикой.

Св-во сжимаемости состоит в спо­собности в-ва изменять свой первонач. объём под действием перепада давле­ния или при изменении темп-ры. Сжи­маемость становится существенной при больших скоростях движения среды, соизмеримых со скоростью распро­странения звука в этой среде и превос­ходящих её, т. к. при таких скоростях в среде могут возникать большие пере­пады давления (см. Бернулли уравне­ние) и большие градиенты темп-ры. В совр. Г. д. изучают также течения газа при высоких темп-pax, сопровож­дающиеся хим. (диссоциация, горение и др. хим. реакции) и физ. (ионизация, излучение) процессами. Изучение дви­жения электропроводных газов в при­сутствии магн. и электрич. полей со­ставляет предмет магн. газодинамики. Движение газов при таких условиях, когда газ нельзя считать сплошной средой, а необходимо рассматривать вз-ствие составляющих его молекул между собой и с тв. телами, относится к области динамики разреженного га­за, основанной  на молекулярно-кинетич. теории газов. Динамика боль­ших возд. масс при малых скоростях движения составляет основу динамич. метеорологии. Г. д. исторически воз­никла как дальнейшее развитие и обобщение аэродинамики, поэтому ча­сто говорят о единой науке — аэрога­зодинамике.

Исходные ур-ния Г. д. явл. следст­вием применения осн. законов меха­ники и термодинамики к движущемуся объёму сжимаемого газа. Неустано­вившиеся движения вязкого сжимае­мого газа, когда параметры газового потока в каждой его точке изменяются с течением времени, описываются пол­ными Навье — Стокса уравнениями. Одной из осн. физ. особенностей дви­жения сжимаемых сред явл. возмож­ность образования и распространения в них ударных волн, к-рые движутся со скоростью, превышающей скорость распространения звук. волн и пред­ставляют собой узкую область чрезвы­чайно больших градиентов давления, плотности, темп-ры и скорости газа.

Интенсивное развитие Г. д. связано с быстрым развитием соответствующих областей техники: реактивной авиа­ции, ракетного оружия, созданием ат.

и водородных бомб, взрыв к-рых вле­чёт за собой распространение сильных взрывных и ударных волн. Задачи Г. д. при проектировании разнообразных аппаратов, двигателей и газовых ма­шин состоят в определении сил дав­ления и трения, темп-ры и теплового потока в любой точке поверхности тела или канала, омываемых газом, в лю­бой момент времени. При исследова­нии распространения газовых струй, взрывных и ударных волн, горения и детонации методами Г. д. опреде­ляются давление, темп-pa и др. пара­метры газа во всей области распростра­нения. Изучение поставленных тех­никой сложных задач превратило совр. Г. д. в науку о движении произволь­ных смесей газов, к-рые могут содер­жать также твёрдые и жидкие ч-цы (напр., выхлопные газы ракетных дви­гателей на жидком или твёрдом топли­ве), причём параметры, характери­зующие состояние этих газов — дав­ление, темп-pa, плотность, электро­проводность и др., могут изменяться в самых широких пределах.

Законами Г. д. широко пользуются во внеш. и внутр. баллистике, при изу­чении взрыва, горения, детонации, конденсации в движущемся потоке.

Для совр. Г. д. характерно нераз­рывное сочетание расчётно-теор. ме­тодов, использование ЭВМ и постанов­ка сложных аэродинамич. и физ. экс­периментов. Теор. представления, час­тично опирающиеся на найденные экс­периментальным путём закономерно­сти, позволяют описать с помощью со­ответствующих ур-ний движение га­зовых смесей сложного состава, в т. ч. многофазных смесей при наличии физ.-хим. и фазовых превращений. Метода­ми прикладной математики разраба­тываются эфф. способы решения этих ур-ний на ЭВМ. Наконец, из эксперим. данных определяются необхо­димые значения физ. и хим. характе­ристик, свойственных изучаемой среде и рассматриваемым процессам (коэфф. вязкости, теплопроводности, скорости хим. реакций, времена релаксации и др.).

Многие задачи, поставленные совр. техникой перед Г. д., пока не могут быть решены расчётно-теор. методами, в этих случаях широко пользуются газодинамич. экспериментами, постав­ленными на основе подобия теории и законов гидродинамич. и аэродина­мич. моделирования. Газодинамич. эксперименты проводятся в сверхзвук. и гиперзвук. аэродинамических тру­бах, на баллистич. установках, в ударных и импульсных трубах и на др. газодинамич. установках спец. на­значения (см. также Аэродинамические измерения). Прикладная Г. д., в к-рой обычно применяются упрощённые теор. представления об осреднённых по поперечному сечению параметрах га­зового потока и осн. закономерности движения, найденные эксперим. путём, используется при расчёте компрессо­ров и турбин, сопел и диффузоров,

ракетных двигателей, аэродинамич. труб, эжекторов, газопроводов и мн. др. техн. устройств.

• Основы газовой динамики, под ред. Г. Эммонса, пер. с англ., М., 1963: А б р а м о в и ч Г. Н., Прикладная газовая динамика, 4 изд., М., 1976; Ч е р н ы й Г. Г., Течения газа с большой сверхзвуковой скоростью, М., 1959; 3 е л ь д о в и ч Я. Б., Р а й з е р Ю. П., Физика ударных волн и высо­котемпературных гидродинамических явле­ний, 2 изд., М., 1966.

С. Л. Вишневецкий.

ГАЗОВАЯ ПОСТОЯННАЯ (R), уни­версальная фнз. постоянная, входя­щая в ур-ние состояния 1 моля иде­ального газа: pv=RT (см. Клапейрона уравнение), где р — давление, v — объ­ём моля, Т — абс. темп-pa. Г. п. по своему физ. смыслу — работа расши­рения 1 моля идеального газа под пост. давлением при нагревании на 1 К. С другой стороны, Г. п.— раз­ность молярных теплоёмкостей при пост. давлении и при пост. объёме c_р-c_v=R (для всех сильно разре­женных газов). Численное значение Г. п. в единицах СИ (на 1980) 8,31441(26) Дж/(моль•К). В других ед. R = 8,314•10⁷ эрг/(моль•К)=1,9872 кал/(моль•К) = 82,057 см³•атм/(моль•К).

ГАЗОВЫЕ РАЗРЯДЫ, то же, что электрические разряды в газах.

ГАЗОВЫЙ ЛАЗЕР, оптический квант. генератор с газообразной активной средой. Газ, в к-ром за счёт энергии внеш. источника (накачки) создаётся состояние с инверсией населённостей двух уровней энергии (верхний и нижний лазерные уровни), помещается в оптический резонатор или прокачи­вается через него. В резонаторе воз­буждённые на верхний лазерный уро­вень ч-цы газа в результате вынужден­ных переходов на ниж. уровень излу­чают. Часть эл.-магн. излучения выво­дится из резонатора наружу (см. Ла­зер). В тех случаях, когда время жиз­ни верхнего лазерного уровня мало, а коэфф. усиления велик, генерирует­ся не вынужденное излучение, а уси­ленное спонтанное излучение (супер­люминесцентные Г. л. или Г. л. на сверхсветимости, характерные для УФ диапазона).

Семейство Г. л. многочисленно. Они охватывают диапазон длин волн К от УФ области спектра до субмилли­метровых волн. Большинство Г. л. работают в непрерывном, а также и в импульсном режимах и позволяют по­лучать большие выходные мощности при высокой направленности излуче­ния и стабильности его частоты.

Особенности Г. л. Газы по сравнению с конденсиров. средами обладают боль­шей однородностью. Поэтому световой луч в газе в меньшей степени искажа­ется и рассеивается. В результате на­правленность излучения Г. л. дости­гает предела, обусловленного дифрак­цией света (дифракционный предел расходимости). Расходимость светового луча Г. л.

103

 

 

в видимом диапазоне ~10^-5—10^-4 рад. В ИК диапазоне ~10^-4—10^-3 рад.

Благодаря малой плотности газа ширина спектр. линии обусловлена гл. обр. доплеровским уширением (см. Доплера эффект), величина к-рого мала. Это, а также применение ряда методов, использующих св-ва доплеровски уширенной линии, позволяет достичь высокой стабильности частоты (см. Оптические стандарты частоты, Квантовые стандарты частоты).

Вместе с тем малая плотность газа препятствует получению такой высо­кой плотности возбуждённых ч-ц, к-рая характерна для тв. тел и жидко­стей. Поэтому уд. энергосъём у Г. л. ниже, чем у твёрдотельных лазеров и жидкостных лазеров. Однако пере­ход к более высоким давлениям и соз­дание быстропроточных Г. л. резко увеличили их мощность (см. ниже).

Специфика газов проявляется в раз­нообразии типов ч-ц, уровни к-рых используются для возбуждения гене­рации (нейтр. атомы, ионы, неустойчи­вые молекулы). Поэтому процессы, используемые для создания инверсии населённостей, в Г. л. весьма много­образны. К их числу относятся электрич. разряд, хим. возбуждение, фото­диссоциация, газодинамич. процессы, возбуждение электронным пучком и т. д. Оптич. накачка с помощью газо­разрядных ламп, применяемая в жид­костных и твёрдотельных лазерах, ма­ло эффективна для большинства Г. л., т. к. газы обладают узкими линиями поглощения.

В подавляющем большинстве Г. л. инверсия населённостей создаётся в электрич. разряде (газоразряд­ные лазеры). Эл-ны, образую­щиеся в разряде при столкновениях с ч-цами газа (электронный удар), возбуждают их, т. е. перево­дят на более высокие уровни энергии. Возбуждение электронным ударом обычно сочетается в Г. л. с др. меха­низмом возбуждения — резонанс­ной передачей энергии ч-цам одного сорта (рабочим ч-цам) от добавляемых ч-ц др. сорта (вспомо­гательных) при неупругих соударени­ях.

Лазеры на нейтральных атомах. Исторически первым Г. л., появив­шимся в 1961 (амер. физик А. Джаван), был гелий-неоновый лазер. В гелий-неоновом лазере ра­бочим в-вом явл. нейтр. атомы неона Ne. В электрич. разряде часть атомов Ne переходит с осн. уровня ξ₁ на возбуждённый верх. уровень энергии ξ₃ (рис. 1). Но в чистом Ne время жизни на уровне мало, атомы быстро «соскакивают» с него на уровни ξ₁ и ξ₂, что препятствует созданию доста­точно высокой инверсии населённостей (превышающей порог генерации) для пары уровней ξ₂ и ξ₃. Примесь Не существенно меняет ситуацию. Пер-

вый возбуждённый уровень атома Не совпадает с верх. уровнем ξ₃ неона. Поэтому при столкновении возбуж­дённых электронным ударом атомов Не, с невозбуждёнными атомами Ne (с энергией ξ₁) происходит передача возбуждения, в результате к-рой ато­мы Ne будут возбуждены на уровень ξ₃, а атомы Не возвращаются в осн. состояние. При достаточно большом

Рис. 1. Схема уровней энергии рабочих ато­мов Ne и вспомогат. атомов Не, используе­мых в гелий-неоновом лазере.

 

числе атомов Не в газовой смеси можно добиться преимущественного заселе­ния уровня ξ₃ неона. Этому же спо­собствует опустошение уровня ξ₂ неона, происходящее при соударениях атомов со стенками газоразрядной трубки (рис. 2). Для эфф. опустошения уровня ξ₂ диаметр трубки должен быть достаточно мал. Однако малый диаметр трубки ограничивает число атомов Ne и, следовательно, мощность генерации. Оптимальным с точки зре­ния макс. мощности генерации явл. диаметр трубки ок. 7 мм при давлении1 мм рт. ст. и определ. соотношении Ne и Не (1 : 10).

Рис. 2. Схема гелий-неонового лазера: 1 — зеркала оптич. резонатора; 2 — окна газо­разрядной трубки; a — электроды; 4 — газо­разрядная трубка.

 

Уровни неона ξ₂ и ξ₃ обладают сложной структурой, т. е. состоят из множества подуровней. В результате гелий-неоновый лазер может работать на 30 длинах волн в области видимого света и ИК излучения. Зеркала оптич. резонатора имеют многослойные диэлектрич. покрытия. Это позволяет создать необходимый коэфф. отраже­ния для заданной длины волны и воз­будить тем самым в Г. л. генерацию на требуемой частоте.

Мощность генерации гелий-неоново­го лазера достигает всего десятых до­лей Вт при кпд £0,1%. Тем не менее высокие монохроматичность и направ­ленность излучения, а также простота устройства обусловили широкое при­менение гелий-неоновых Г. л. Красный гелий-неоновый лазер (l=0,6328 мкм) используется при юстировочных и нивелировочных работах. Гелий-неоновые лазеры применяются при наладочных работах в голографии, в квантовых гироскопах и оптических стандартах частоты.

Со времени появления гелий-неоно­вого лазера генерация получена более чем на 450 разл. переходах между уровнями нейтр. атомов 34 хим. эле­ментов. Возбуждение непрерывной ге­нерации происходит в положит. столбе тлеющего разряда при плотности тока j~100—200 А/см². Для импульсной генерации используется импульсный разряд с послесвечением. Плотность тока в импульсном разряде может достигать 300 А/см², а в случае им­пульса с крутым фронтом — сотен и тысяч А/см², что создаёт высокую пи­ковую мощность генерации.

Ионные лазеры обладают большей выходной мощностью, чем Г. л. на нейтр. атомах. Генерация на ионизиров. газах впервые получена амер. фи­зиком У. Б. Бриджесом в 1964. Ин­версия населёиностей создаётся между уровнями энергии атомарных ионов в электрич. разряде. Относительно боль­шая концентрация ионов обеспечи­вается высокой плотностью тока, к-рый в ионных лазерах достигает десятков тысяч А/см². Поэтому электрич. раз­ряд осуществляется в тонких капил­лярах (диам. до 5 мм), обладающих высокой теплопроводностью (напр., из бериллиевой керамики). Кпд ионных лазеров невысок (£0,1%).

Генерация наблюдается на 440 пере­ходах ионов 29 элементов. Наиболее мощная генерация (неск. сотен Вт) получена в сине-зелёной области спек­тра (l=4880 мкм, l=0,5145 мкм) на ионах Ar²⁺, в жёлто-красной

Рис. 3. Зависимость выходной мощности Р лазера на Аr²⁺ от разрядного тока I для на­иб. интенсивной линии генерации; L — рас­стояние между зеркалами; D—диаметр зер­кала.

104

 

 

(0,5682 мкм, 0,6471мкм) на ионах Kr²⁺, на УФ линиях Ne²⁺, Ar³⁺ и Kr³⁺. Выходная мощность ионных Г. л. резко зависит от тока разряда I (рис. 3).

Ионные Г. л. применяются в физ. исследованиях, в оптич. связи и лока­ции ИСЗ, в технологии, фотобиологии и фотохимии (см. Лазерная химия) и в лазерном разделении изотопов.

Лазеры на парах металлов. В особую обширную группу выделяются Г. л. на парах металлов (атомы и ионы), Перспективные для получения высоких кпд. Для получения высокого кпд необходимо, чтобы опустошение ниж. лазерного уровня происходило не за счёт спонтанных переходов, а в ре­зультате столкновений с атомами и молекулами (столкновнтельные Г. л.). Атомы нек-рых металлов обладают благоприятной для этого структурой уровней. Для них квант. выход может достигать 0,7. Генерация осуществлена для 27 металлов; наи­лучшие результаты получены для Г. л. на парах Си (уровни Cu⁺ ): l=510,5 нм, l=578,2 нм, ср. мощность 43,5 Вт, пиковая мощность 200 Вт, кпд ~1%. Чрезвычайно высокий коэфф. усиле­ния позволяет использовать их в кач-ве квант. усилителей света (без резона­тора). На этом основан лазерный проекц. микроскоп.

Распространены также Г. л. на па­рах Cd (уровни Cd²⁺ ). Инверсия населённостей образуется в результате пе­редачи энергии от возбуждённых ато­мов Не. Гелий-кадмиевый Г. л. в не­прерывном режиме позволяет получить мощность генерации 10—50 мВт на линии l= 441,6 нм (синяя область) и неск. мВт на линии l=3250 нм (УФ область) при кпд 0,1%.

Молекулярные лазеры явл. наиболее мощными Г. л. и обладают высоким кпд. Первый возбуждённый уровень атома или иона обычно имеет энергию, равную ¹/₂ энергии ионизации (поряд­ка неск. эВ), остальные уровни распо­ложены выше, сгущаясь к ионизац. пределу (см. Атом). Поэтому боль­шинство процессов возбуждения не­селективно: возбуждается одновремен­но много уровней. В результате квант. выход и кпд невелики. •

Молекулы, в отличие от атомов, кро­ме электронных уровней имеют колебат. и вращат. уровни энергии (см. Молекула, Молекулярные спектры). Расстояния между ниж. колебат. уров­нями часто малы (10^-1—10^-2 эВ), по­этому можно возбудить только коле­бания молекул, не «затрагивая» эл-ны. У многоат. молекул существует неск. типов колебаний. Излучат. переходы между уровнями одинакового типа дают квант. выход, близкий к единице. Высокая эффективность возбуждения колебат. уровней, большой квант. вы­ход и селективность резонансной пере­дачи энергии позволяют достичь в мол. Г. л. кпд ~20—25%.

Генерация наблюдается на колебательно-вращат. переходах 23 молекул.

Наиболее интересны мол. лазеры на СO₂ (l= 9,4 мкм, l=10,6 мкм). В газо­разрядных СO₂-лазерах эл-ны в тлею­щем разряде возбуждают колебат. уровни молекул СO₂ и N₂. Инверсия населённостей достигается электрон­ным ударом и резонансной передачей возбуждения. Молекулы N₂ при столк­новении с молекулами СO₂ передают им энергию, заселяя верхний лазерный уровень.

Рис. 4. Схема СО₂-лазера с поперечным раз­рядом и прокачкой газов: 1 — зеркала резо­натора; 2 — катод; 3 — анод.

 

Высокая инверсия насе­лённостей достигается при введении в газовую смесь кроме N₂ др. газов, опустошающих ниж. лазерный уро­вень (Не, Н₂О). Давление газа р и диам. разрядной трубки D ограничены условием устойчивости горения разря­да и необходимостью теплоотвода. По­этому достижимая мощность излуче­ния ~1 кВт.

В более мощных СО₂-лазерах ис­пользуется схема с поперечным разря­дом и непрерывной прокачкой газа (рис. 4). При этом давление р газа и плотность тока j ограничены только устойчивостью газового разряда. Пе­реход к несамостоят. разряду (иониза­ция газа обеспечивается электронным пучком, УФ излучением и др.) позво­ляет возбуждать большие объёмы газа при высоких давлениях (до 20— 50 атм). Быстропроточные СO₂-лазеры с поперечным несамостоят. разрядом генерируют излучение мощностью в де­сятки кВт при кпд ~15—20%.

Возможность импульсно возбуждать большие объёмы газа при высоких дав­лениях привела к созданию импульс­ных СО₂-лазеров с энергией излуче­ния до 10 тыс. Дж в импульсе. Быстро-проточные Г. л. используются в тех­нологии, а импульсные СО₂-лазеры — для разделения изотопов.

Помимо электрич. разряда в мол. Г. л. для возбуждения генерации ис­пользуются др. методы. В газе, нагре­том до высокой темп-ры, при быстром охлаждении, напр. во время истечения газа из сверхзвук. сопла, колебат. уровни могут оказаться возбуждённы­ми. Большие выходные мощности (~100 кВт) в непрерывном режиме обусловлены тем, что сверхзвук. поток газа проносит через резонатор огром­ное число возбуждённых молекул (см. Газодинамический лазер). В процессе многих хим. реакций выделяется зна­чит. энергия, в результате чего обра­зуются возбуждённые атомы, радикалы и молекулы. При этом в ряде случаев возникает инверсия населённостей (см. Химические лазеры).

Генерацию в УФ (0,2 — 0,4 мкм) об­ласти спектра получают на переходах между электронными состояниями устойчивых молекул, а также на пере­ходах с возбуждённого устойчивого верхнего в нижнее неустойчивое элек­тронное состояние неустойчивых моле­кул типа димеров инертных газов или димеров: атом инертного газа — атом галогена (атомы могут объединяться в такие молекулы только в возбуждён­ном состоянии, см. Эксимерные лазеры). Возбуждение активной среды осуще­ствляется в импульсном электрич. раз­ряде или с помощью пучка быстрых эл-нов. Эти Г. л. используются в физ., хим. и биол. исследованиях.

• Справочник по лазерам, пер. с англ., под ред. А. М. Прохорова, т. 1, М., 1978; К а р л о в Н. В., Конев Ю. Б., Мощные мо­лекулярные лазеры, М., 1976; Гор д и е ц Б. Ф., Осипов А. И., Шелепин Л. А., Кинетические процессы в газах и мо­лекулярные лазеры, М., 1980.

Н. В. Карлов, А. С. Ковалёв.

ГАЗОВЫЙ ТЕРМОМЕТР, прибор для измерения темп-ры Т, действие к-рого основано на зависимости давления р или объёма V идеального газа от темп-ры: pV—RT (R — газовая постоян­ная). На измерениях темп-ры Г. т. построены совр. температурные шка­лы. Г. т. применяется как первичный термометрич. прибор для определения реперных точек Международной прак­тической температурной шкалы. Обычно применяют Г. т. пост. объёма (рис.), в к-ром изменение темп-ры газа пропорц. изменению давления. Г. т. измеряют темп-ры в интервале от ~2 до 1300 К. Предельно достижимая точность в зависимости от измеряемой темп-ры составляет 3•10^-3—2•10^-2К. Г. т. такой высокой точности — слож­ное устройство, т. к. необходимо учи­тывать: неидеальность газа; изменения объёма баллона при изменении темп-ры; наличие в газе примесей, осо­бенно конденсирующихся; сорбцию и десорбцию газа стенками баллона; диф­фузию газа сквозь стенки; распределе­ние темп-ры вдоль соединит. трубки.

Простейшая схема устрой­ства газового термометра: 1 — баллон, заполненный газом (Не, N₂); 2 — соеди­нит. трубка; 3 — устройст­во для измерения давления (манометр).

 

• Попов М. М., Термометрия и калори­метрия, 2 изд., М., 1954; Измерения в про­мышленности, пер. с нем., М., 1980.

Д. Н. Астров.

ГАЗОДИНАМИЧЕСКИЙ ЛАЗЕР, газовый лазер, в к-ром инверсия населённостей создаётся в системе колебат. уровней энергии молекул газа путём адиабатич. охлаждения нагретых га­зовых масс, движущихся со сверхзвук. скоростью. Г. л. состоит из нагрева­теля, сверхзвук. сопла (или набора со-

105

 

 

пел, образующих сопловую решётку), оптического резонатора и диффузора. В нагревателе происхо­дит тепловое возбуждение специально подобранной смеси газов (в результате сгорания топлива или подогрева с по­мощью электрич. разрядов и ударных волн). При течении газа в сверхзвуко­вом сопле смесь быстро охлаждается; при этом ниж. уровни энергии опусто­шаются быстрее, чем верхние, в ре­зультате чего образуется инверсия населённостей определ. уровней энергии молекул. В резонаторе генерируется когерентное излучение. Диффузор предназначен для торможения потока и повышения давления газа.

Самые мощные Г. л. работают в ИК области спектра (l=10,6 мкм) на пере­ходах между колебат. уровнями моле­кул СО₂ (в смеси с азотом и парами во­ды или гелием). В этих Г. л. наиб. просто получить генерацию в продук­тах сгорания углеводородных топлив. Получена генерация в ИК Г. л. на молекулах СО, N₂O и CS₂. Кпд Г. л. невелик (~1%), что связано с неболь­шой эффективностью теплового воз­буждения и переходом осн. доли энер­гии в кинетич. энергию молекул. Пре­имущество Г. л.— возможность непре­рывной генерации значит. мощности (до сотни кВт). Перспективно создание мощных Г. л. на переходах между электронными уровнями атомов и мо­лекул, излучающих в видимой области спектра (фоторекомбинац. и плазмо-динамич. лазеры).

• Андерсон Дж., Газодинамические лазеры, пер. с англ., М., 1979; Л о с е в С. А., Газодинамические лазеры, М., 1977; Конюхов В. К., Газодинамический СО₂-лазер непрерывного действия, «Тр. Физ. ин-та АН СССР», 1979, т. 113, с. 50.

С. А. Лосев.

ГАЗОПРОНИЦАЕМОСТЬ, свойство тв. тела, обусловливающее прохожде­ние газа через тело при наличии пере­пада давления. В зависимости от структуры тв. тела и величины пере­пада давления различают три осн. типа Г.: диффузионный поток, мол. эффузию и ламинарный поток.

Диффузионный поток оп­ределяет Г. тв. тел при отсутствии пор (напр., Г. полимерных плёнок и по­крытий). В этом случае Г. складывает­ся из растворения газа в пограничном слое тела, диффузии его через тело и выделения газа с противоположной стороны. Молекулярной эффу­зией наз. Г. через систему пор, диа­метр к-рых мал по сравнению со ср. длиной свободного пробега l молекул газа. Ламинарное течение газа через тв. тело имеет место при наличии в теле пор, диаметр к-рых значительно превышает Я. При даль­нейшем увеличении диаметра пор и переходе к крупнопористым телам (напр., тканям) Г. описывается законами истечения из отверстий.

Г. в-в определяется коэфф. прони­цаемости Р (в м⁴/с•Н или см²/с•ат;

1 см²/с•ат=1,02•10^-9 м⁴/с•Н), т.е. объёмом газа, прошедшего за 1 с через единичную площадку, перпенди­кулярную направлению потока газа при перепаде давления, равном еди­нице. Коэфф. Р зависит от природы газа, поэтому в-ва обычно сравнивают по их коэфф. водородопроницаемости. Неорганич. тв. материалы обладают малой Г. (Р~10^-18—10^-12 см²/с•ат), стёкла и полимерные плёнки — более высокой Г. (Р~10^-15—10^-5 см²/с•ат), жидкости — ещё большей Г. (Р~10^-7

—10^-5 см²/с•ат). Полимеры имеют широкий диапазон Г. Наибольшая Г. присуща аморфным полимерам (каучукам) с очень гибкими мол. це­пями, которые легко смещаются, пропуская молекулы дифундирующего газа.

ГАЗОСТРУЙНЫЕ ИЗЛУЧАТЕЛИ, механич. генераторы звук. и ультра­звук. колебаний, не имеющие движу­щихся частей, источником энергии к-рых служит кинетич. энергия газо­вой струи. Г. и. подразделяются на излучатели низкого давления, наз. свистками, и высокого давления — разного рода мембранные излучатели, Гартмана генератор и его разновид­ности. Свистки работают при дозвук. режимах истечения струи, а генератор Гартмана и его модификации — при сверхзвуковых.

Г. п. наряду с сиренами явл. почти единственными мощными источниками акустич. колебаний для газовых сред. Г. и. низкого давления отличаются сравнительно высоким кпд (до 30%), но акустич. мощность их невелика и обычно не превышает неск. Вт, в связи с чем они используются гл. обр. в контрольно-измерит. и сигнальных уст­ройствах. Г. п. высокого давления поз­воляют излучать в диапазоне высоких звуковых и низких ультразвук. частот акустич. мощность до сотен Вт и при­меняются для распыления жидкостей, в горелках и в различных ультразвук. технол. установках для интенсифика­ции процессов тепломассообмена.

• Источники мощного ультразвука, М., 1967 (Физика и техника мощного ультразвука, под ред. Л. Д. Розенберга, кн. 1); Ультра­звук, М., 1979 (Маленькая энциклопедия).

Ю. Я. Борисов.

ГАЛ (гал, Gal), единица ускорения в СГС системе единиц; названа в честь итал. учёного Г. Галилея (G. Galilei). 1 гал=1 см/с², применяют также доль­ную единицу миллигал (1 мгал=10^-5м/с²).

ГАЛИЛЕЯ ОКУЛЯР,   см.  Окуляр.

ГАЛИЛЕЯ   ПРЕОБРАЗОВАНИЯ, см. в ст. Галилея принцип относительно­сти.

ГАЛИЛЕЯ ПРИНЦИП ОТНОСИ­ТЕЛЬНОСТИ, принцип физ. равноправия всех инерциальных систем отсчёта (и. с. о.) в классич. механике, проявляющегося в том, что законы ме­ханики во всех таких системах оди­наковы. Отсюда следует, что никакими механич. опытами, проводящимися в какой-либо и. с. о., нельзя определить, покоится данная система или движется

равномерно и прямолинейно. Это по­ложение было впервые установлено итал. учёным Г. Галилеем в 1636.

Движение матер. точки относитель­но: её положение, скорость, вид тра­ектории зависят от того, по отношению к какой и. с. о. (телу отсчёта) это дви­жение рассматривается. В то же время законы классич. механики одинаковы

Инерц. система отсчёта L' движет­ся относительно другой инерц. си­стемы отсчёта L в направлении оси х с пост. скоростью u. Ко­ординатные оси выбраны так, что в нач. мо­мент времени (t=0) соответствующие оси координат совпадают в обеих системах.

 

во всех и. с. о. Относительность мехаиич. движения и одинаковость зако­нов механики в разных и. с. о. и со­ставляют содержание Г. п. о. Матема­тически Г. п. о. выражает инвариант­ность ур-ний механики относительно преобразований координат движущих­ся точек (и времени) при переходе от одной и. с. о. к другой — преоб­разования Галилея. Для двух и. с. о.— L и L', движущейся по отношению к L с пост. скоростью и так, как показано на рисунке, пре­образования Галилея для координат матер. точки и времени t будут иметь вид:

х'=х-ut, y'=y, z'=z: t'=t   (1)

(штрихованные величины относятся к системе L', нештрихованные — к L). Т. о., время в классич. механике, как и расстояние между любыми фиксиров. точками, считается одинаковым во всех системах отсчёта. Из (1) мож­но получить соотношения между ско­ростями движения точки и её ускоре­ниями в обеих и. с. о.:

v'=v-и, (2) а'=а.

В классич. механике движение матер. точки (массы т) определяется вторым законом Ньютона:

F=ma, (3)

где F — равнодействующая всех при­ложенных к ней сил. При этом силы (и массы) явл. инвариантными (не изменяются при переходе от одной системы отсчёта к другой). Поэтому при преобразованиях Галилея ур-ние (3) не меняется. Это и есть матем. вы­ражение Г. п. о.

Г. п. о. справедлив лишь в случае движения тел со скоростями, много меньшими скорости света. При v~c преобразования (1) должны быть за­менены преобразованиями Лоренца (см. Относительности теория).

В. И. Григорьев.

ГАЛЬВАНОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕ­НИЯ, совокупность явлений, связан­ных с действием магн. поля на электри­ческие (гальванические) св-ва тв. про­водников, по к-рым течёт ток. Наибо-

106

 

 

лее существенны поперечные Г. я., когда магн. поле Н перпендику­лярно току j (j — плотность тока). К ним относятся Холла эффект — возникновение разности потенциалов (эдс Холла) в направлении, перпенди­кулярном полю Н и току j, и попереч­ный магниторезистивный эффект — изменение электрич. сопротивления r проводника в поле Н. К продольным Г. я. относится небольшое изменение сопротивления Dr_║ в поле H_║j. В тон­ких плёнках и проволоках (Dr₀/r)^ и (Dtr/r₀)_║ зависят от размеров и формы образца (размерные эффекты). С рос­том H эта зависимость исчезает. Г. я. в феррамагнетиках обладают рядом особенностей, обусловленных сущест­вованием самопроизвольной намагни­ченности в отсутствии магн. поля.

Осн. причина Г. я.— искривление траекторий носителей заряда — эл-нов проводимости и дырок — в ыагн. поле (см. Лоренца сила). Траектории носи­телей могут существенно отличаться от траектории свободного эл-на в магн. поле — круговой спирали, навитой на магнитную силовую линию. Разнооб­разие траекторий носителей заряда у разл. проводников — причина много­образия Г. я. Мерой влияния магн. поля на движение носителей явл. от­ношение длины l свободного пробега носителей к радиусу кривизны r_H траектории в поле Н (r_H=ср/еН, р — ср. импульс). По отношению к Г. я. магн. поле считают слабым, если Н<<H₀=cp/el, и сильным, если Н>>Н₀. При комнатной темп-ре для металлов и хорошо проводящих полупроводни­ков H₀»10⁵—10⁶ Э, для плохо проводя­щих полупроводников H₀»10⁸—10⁹ Э. С понижением темп-ры l увеличивается и потому уменьшается Н₀. Это позво­ляет, используя обычные магн. поля 10⁴ Э, осуществлять условие H>>H₀.

При низких темп-pax наблюдаются квант. осцилляции сопротивления и постоянной Холла при изменении магн. поля (см. Шубникова — де Хааза эффект).

• Займан Дж., Электроны и фононы, пер. с англ., М., 1962; Вайcс Г., Физика гальваномагнитных полупроводниковых при­боров и их применение, пер. с нем., М., 1974; Ангрист Ст., Гальваномагнитные и тер­момагнитные явления, в кн.: Физика твердо­го тела. Электронные свойства твердых тел, пер. с англ., М., 1972 (Над чем думают фи­зики, в. 8); В о н с о в с к и й С. В., Маг­нетизм, М., 1971.

ГАЛЬВАНОМЕТР, электроизмери­тельный прибор высокой чувствитель­ности для измерения малых токов, на­пряжений и кол-ва электричества (см. Баллистический гальванометр). Ши­роко применяется в кач-ве нулевого индикатора для определения отсутст­вия тока в электрич. цепи или нулевой разности потенциалов между к.-л. двумя точками цепи. Наибольшее рас­пространение получил Г. пост. тока с магнитоэлектрическим измеритель­ным механизмом. Для повышения его чувствительности используют оптиче­ские отсчётные устройства, располагая выносную шкалу на значит. расстоянии от подвижной части механизма, либо применяют спец. оптич. систему с многократным отражением луча света. Чувствительность Г. и хар-р движения его подвижной части зависят от сопро­тивления внеш. электрич. цепи, на к-рую замкнут Г.

На практике Г. характеризуются ве­личиной, обратной чувствительности, т. н. постоянной Г. (b). В документа­ции указывают значение b при внеш. сопротивлении, равном критическому, при к-ром движение подвижной части переходит от колебательного к апериодич. Значения b у совр. Г. пост. тока достигают: потоку 10^-12 А•м/мм, по напряжению 3•10^-8 В•м/мм. В це­пях переменного тока низкой часто­ты (от 30 до 100 Гц) используют вибрац. Г. (см. Вибрационный электроиз­мерительный механизм) с постоянными по току — до 10^-8А/мм, а по напря­жению — до 2•10^-5 В/мм.

Техн. требования к Г. стандартизо­ваны в ГОСТе 22261—76 и ГОСТе 7324—80.

• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; М и н ц М. Б., Магнитоэлектри­ческие гальванометры, М.— Л., 1963.

В. П. Кузнецов.

ГАЛЬТОНА СВИСТОК, газоструйный излучатель звук. и ультразвук. волн, работающий при малых скоростях ис­течения газа. Предложен англ. учёным Ф. Гальтоном (F. Galton; 1883). Г. с. представляет собой сопло 1 с узкой коль­цевой щелью 2 (рис.), перед к-рой располо­жен полый цилиндрич. резонатор 3 с острыми клиновидны­ми краями, 4 — по­движное дно резона­тора. Газ, выходящий из щели под небольшим избыточным давлением (обычно не больше 0,1 атм), попадает на острый край резонатора, возбуждая в нём периодич. вихри.

Схема свистка Гальтона.

 

Частота f клинового тона определяется скоростью истече­ния газа v и расстоянием l между соп­лом и остриём клина: f=0,466 iv/l, где i=1, 2, 3... Одна из гармонич. со­ставляющих (обычно первая) усили­вается резонатором и излучается в ок­ружающее пр-во в виде акустич. волн. Частота звука, излучаемого Г. с., за­висит от глубины h резонатора и поло­жения его по отношению к соплу (па­раметр l). Г. с. имеет сравнительно вы­сокий кпд (15—20%), но малую мощ­ность. Для увеличения излучаемой мощности звука применяются устрой­ства, состоящие из неск. Г. с., синхро­низация к-рых осуществляется с по­мощью полуволновых трубок, соеди­няющих полости резонаторов.

Ю. Я. Борисов.

ГАМИЛЬТОНА УРАВНЕНИЯ,    то же, что канонические уравнения меха­ники.

ГАМИЛЬТОНА ФУНКЦИЯ [по име­ни ирл. математика У. Р. Гамиль­тона (W. R. Hamilton)], характеристич. функция механической систе­мы, выраженная через канонические переменные: обобщённые координаты q_i и обобщённые импульсы р_i. Для системы со связями, явно не завися­щими от времени t, движущейся в ста­ционарном потенциальном силовом по­ле, Г. ф. H(q_i, р_i)=T+П, где П — потенц. энергия, а Т — кинетич. энер­гия системы, в выражении к-рой все обобщённые скорости q_i заменены на Pi с помощью равенства р_i=дТ/дq_i. Т. о., в этом случае Г. ф. равна полной механич. энергии системы, выражен­ной через q_i и p_i. В общем случае Г. ф. H(p_i, q_i, t) может быть определена через др. характеристич. ф-цию — Лагранжа функцию L (q_i, p_i, t) равен­ством:

в к-ром все q_i должны быть также вы­ражены через p_i.

Г. ф., как и ф-ция Лагранжа, пол­ностью характеризует ту систему, для к-рой она определена, т. к., зная H(p_i, q_i, t), можно составить дифф. ур-ния движения системы (см. Кано­нические уравнения механики).

Г. ф. обобщается и на системы с бес­конечным числом степеней свободы — классические физические поля. В этом случае роль обобщён­ных координат и импульсов играют значения ф-ции поля в каждой точке пр-ва и их производные по времени. Г. ф. системы взаимодействующих по­лей равна сумме Г. ф. свободных полей и энергии их вз-ствия. (Иногда в тео­рии классич. полей Г. ф. наз. гамильтонианом, как и в теории квант. полей.)

ГАМИЛЬТОНИАН, в квантовой те­ории — оператор, соответствующий Гамильтона функции в классич. тео­рии.

В квантовой механике Г.— опера­тор (Н^), определяющий изменение во времени состояния квант. системы (её волн. функции), т. е. вид Шредин­гера уравнения. Одновременно Г. явл. оператором полной энергии системы (если потенциал не зависит от време­ни). Формально он может быть полу­чен заменой обобщённых координат (q_i) и импульсов (p_i) в ф-ции Гамиль­тона классич. механики на соответст­вующие операторы (q^_i, p^_i), подчиняю­щиеся перестановочным соотношениям.

В классич. теории поля роль обоб­щённых координат играют ф-ции поля в каждой точке пространства-време­ни; в квантовой теории поля они ста­новятся операторами. Для системы взаимодействующих полей Г. представ-

107

 

 

ляет собой сумму операторов энергии свободных полей и энергии их вз-ствия. Как и лагранжиан, Г. определяет ур-ния движения поля, однако гамильтонов подход явл. менее общим, чем лангранжев, и, кроме того, Г. не даёт релятивистски-инвариантного описания системы (энергия в разных инерц. системах отсчёта различна).

А. В. Ефремов,

ГАММА (g), 1) наименование стоты­сячной доли эрстеда, 1g=10^-5Э= 7,95775•10^-4 А/м. 2) Редко применя­емая дольная ед. массы, 1g=10^-9кг=10^{-6 г.}

ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ (g-излучение), коротковолновое эл.-магн. излучение. Г.-и. обладает чрезвычайно малой длиной волны (l£10^{-8 см) и вследствие этого — ярко выраженными корпуску­лярными св-вами, т. е. является пото­ком ч-ц — гамма-квантов (фотонов) с энергией} ξ_g=hw (w — частота из­лучения) и импульсом p=hw/c.

Испускание g-квантов сопровождает радиоакт. распад (см. Радиоактив­ность) в тех случаях, когда образую­щиеся ядра находятся в возбуждённых состояниях. При переходе ядра с верх­него энергетич. уровня на нижний излучается g-квант с энергией, равной разности энергии уровней, между к-рыми происходит переход. Время жизни ядер в возбуждённых состояниях опре­деляется св-вами (спин, чётность, энергия) данного состояния и нижеле­жащих уровней, на к-рые могут про­исходить переходы с испусканием g-квантов. Время жизни g-активных ядер резко возрастает с уменьшением их энергии и с увеличением разности спинов исходного и конечного состоя­ний ядра. Вследствие этого наряду с осн. состоянием ядра может относи­тельно долго (иногда годы) существо­вать его метастабильное возбуждённое (т. н. изомерное) состояние (см. Изоме­рия атомных ядер). При радиоакт. распаде ядер обычно наблюдаются g-кванты с энергией ξ_g от 10 кэВ до 5 МэВ. Гамма-кванты больших энер­гий возникают при распадах элем. ч-ц. Так, при распаде покоящегося ней­трального пи-мезона возникает Г.-и. с энергией ~70 МэВ.

Г.-и., появляющиеся при прохожде­нии быстрых эл-нов через в-во, обус­ловлено торможением последних в кулоновском поле ядер. Тормозное Г.-и. характеризуется сплошным спектром, верх. граница к-рого совпадает с энер­гией заряж. ч-цы. На ускорителях заряж. ч-ц получают тормозное Г.-и. с макс. энергией до неск. десятков ГэВ (см. Тормозное излучение).

Г.-и. обладает большой проникаю­щей способностью. Осн. процессы, про­исходящие при вз-ствии Г.-и. с в-вом: фотоэффект, Комптопа эффект и рождение пар электрон—позитрон. При фотоэффекте g-квант поглощается од­ним из ат. эл-нов, причём энергия g-кванта преобразуется (за вычетом энергии связи эл-на в атоме) в кинетич. энергию эл-на, вылетающего за преде­лы атома. Вероятность фотоэффекта с K-оболочки прямо пропорц. Z⁵ (Z — ат. номер) и быстро убывает с увели­чением энергии фотона (см. рис.). Т. о., фотоэффект преобладает в области ма­лых энергий g-квантов (ξ_g£100 кэВ) и у тяжёлых элементов (Pb, U).

Зависимость коэфф. поглощения m g-излучения в свинце от энергии g-квантов.

 

В случае Комптона эффекта проис­ходит рассеяние g-кванта на одном из ат. эл-нов. При этом уменьшается энер­гия g-кванта (увеличивается длина волны) и изменяется направление его распространения. Вероятность комптоновского рассеяния пропорц. числу эл-нов в атоме, т. е. Z. Она убывает с ростом энергии g-кванта ξ_g , но значительно медленнее, чем при фото­эффекте. Поэтому для Pb, несмотря на большое Z (Z=82), вероятность комптоновского рассеяния сравнима с вероятностью фотоэффекта при до­статочно больших ξ_g (~0,5 МэВ).

При ξ_g >1.,02 МэВ=2 mc² (m — масса покоя эл-на) становится воз­можным процесс образования электронно-позитронных пар в электрич. полях ядер. Вероятность этого про­цесса пропорц. Z² и увеличивается с ростом ξ_g. Поэтому при ξ_g ~10 МэВ осн. процессом поглощения Г.-и. в любом в-ве оказывается образование пар.

Ослабление Г.-и. в в-ве обычно ха­рактеризуют линейным коэфф. погло­щения m, к-рый показывает, на какой толщине х поглотителя интенсивность I₀ падающего пучка Г.-и. ослабляется в е раз: I=I₀e^-mx. Иногда вводят массо­вый коэфф. поглощения, равный отно­шению m к плотности поглотителя; в этих случаях толщину измеряют в г/см². При высоких энергиях Г.-и. (ξ_g>10 МэВ) процесс прохождения Г.-и. через в-во усложняется. Вторич­ные эл-ны и позитроны обладают боль­шой энергией и потому могут в свою очередь создавать Г.-и. благодаря тор­мозному излучению и аннигиляции. Т. о., в в-ве возникает ряд чередую­щихся поколений g-квантов, эл-нов и позитронов, т. е. происходит развитие каскадного ливня. Число ч-ц в таком ливне сначала возрастает с толщиной, достигая максимума, а

затем процессы поглощения начинают преобладать над процессами размно­жения ч-ц, и ливень затухает.

• Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия, пер. с англ., в. 1, М., 1969: Экспериментальная ядерная физика, пер. с англ., т. 1, М., 1955. См. также лит. при ст. Ядро атомное, Ра­диоактивность. Е. М. Лейкин.

ГАММА-КВАНТ (g), фотон большой энергии (обычно выше 100 кэВ). Г.-к. возникают, напр., при квант. перехо­дах в ат. ядрах, нек-рых превращени­ях элем. ч-ц, тормозном и синхротронном излучении эл-нов высокой энергии.

ГАММА-СПЕКТРОМЕТР, прибор для измерения энергии квантов гамма-излучения и его интенсивности (числа g-кван­тов в 1 с). В большинстве Г.-с. энер­гия g-квантов определяется по энер­гии заряж. ч-ц, возникающих в ре­зультате вз-ствия g-излучения с в-вом. Оси. хар-ками Г.-с. явл, эффек­тивность и разрешающая способность. Эффективность оп­ределяется вероятностями образования вторичной ч-цы и её регистрации. Разрешающая способность Г.-с. ха­рактеризует возможность разделения двух g-линий, близких по энергии. Мерой разрешающей способности обычно служит относит. ширина ли­нии, получаемой при измерении монохроматич. g-излучения; количественно она определяется отношением Dξ/ξ, где Dξ — ширина линии (в энергетич. единицах) на половине её высоты, ξ — энергия вторичной ч-цы.

В магн. Г.-с. (рис. 1) эл-ны или по­зитроны   возникают   при   поглощении

Рис. 1. Схематич. изображение магн. g-спектрометра. В магн. поле H, направлен­ном перпендикулярно плоскости рисунка, вторичные эл-ны движутся по окружностям, радиусы к-рых определяются энергией эл-нов и полем H. При изменении поля де­тектор регистрирует эл-ны разных энергий. Защита из свинца заштрихована.

 

g-квантов в т. н. радиаторе; их энер­гия измеряется так же, как и в магн. бета-спектрометрах. В радиаторе из в-ва с малым Z (Z — ат. номер) эл-ны образуются в осн. в результате Комптона эффекта, в радиаторе из в-ва с большим Z, если энергия g-кваитов невелика, эл-ны возникают гл. обр. вследствие фотоэффекта. При энер­гиях hw=1,02 МэВ становится воз-

108

 

 

можным образование электрон-позитронных пар. В парном Г.-с. образова­ние пар происходит в тонком радиато­ре, располож. в вакуумной камере. Измерение суммарной энергии эл-на и позитрона позволяет определить энергию g-кванта.

Магн. Г.-с. обладают высокой раз­решающей способностью (обычно по­рядка 1% или долей %), однако их

Рис. 2. Схематич. изображение парного g-спектрометра. В однородном магн. поле H, направленном перпендикулярно плоскости чертежа, эл-ны (е^-) и позитроны (е⁺) дви­жутся по окружностям в разные стороны.

 

эффективность невелика, что приво­дит к необходимости применять ин­тенсивные g-источники. Они в значит. мере вытеснены более эфф. приборами, гл. обр. сцинтилляционяыми Г.-с., к-рые также регистрируют вторичные эл-ны, возникающие при вз-ствии g-квантов с кристаллом (см. Сцинтилляционный счётчик), и ПП Г.-с., осно­ванными на образовании g-квантом в ПП кристалле электронно-дырочных пар (см. Полупроводниковый детек­тор).

Наивысшую точность измерения энергии g-квантов обеспечивают кристалл-дифракционные спектрометры, в к-рых непо­средственно измеряется длина волны g-излучения. Такой Г.-с. аналогичен приборам для наблюдения дифракции рентгеновских лучей. Гамма-излучение, проходя через кристаллы кварца или кальцита, отражается плоскостями кристалла в зависимости от длины вол­ны под тем или иным углом и регист­рируется. Недостаток таких Г.-с.— низкая эффективность.

Для измерения g-спектров низких энергий (до 100 кэВ) часто применяют­ся пропорциональные счётчики. Изме­рение энергии g-излучения очень боль­ших энергий осуществляется с помо­щью ливневых детекторов, к-рые измеряют суммарную энергию ч-ц электронно-позитронного ливня, вызванного g-квантом высокой энер­гии. Образование ливня обычно про-

исходит в радиаторе больших разме­ров (к-рые обеспечивают полное по­глощение всех вторичных ч-ц). Вспыш­ки флюоресценции или черенковского излучения регистрируются ФЭУ (см. Черенковский счётчик).

В нек-рых случаях для измерения энергии g-квантов используется фото­расщепление дейтрона. Если энергия g-кванта превосходит энергию связи дейтрона (~2,23 МэВ), то может про­изойти расщепление дейтрона на про­тон и нейтрон (см. Фотоядерные реак­ции). Измеряя кинетич. энергии этих ч-ц, можно определить энергию падаю­щих g-квантов.

• Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия, пер. с англ., в. 1, М., 1969. См. также лит. при ст. Детекторы ядерных излучений.

В. П. Парфёнова, Н. Н. Делягин.

 ГАММА-ЭКВИВАЛЕНТ ИСТОЧНИ­КА, условная масса точечного радио-акт. источника ²²⁶Ra (находящегося в равновесии с короткоживущими про­дуктами распада), к-рый в сочетании с платиновым фильтром толщиной 0,5 мм создаёт на нек-ром расстоянии такую же мощность экспозиц. дозы, -как данный источник на том же рас­стоянии (если бы он был также точеч­ным). Спец. ед. Г.-э. и.— килограмм-эк­вивалент радия. 1 кг-экв радия на расстоянии 1 см в воздухе создаёт мощность экспозиц. дозы 2,33 кР/с или   0,6   А/КГ.

Г. Б. Радзиевский.

ГАННА ЭФФЕКТ, генерация ВЧ коле­баний электрич. тока в полупроводнике с N-образнои вольт-амперной характе­ристикой (рис. 1). Г. э. обнаружен амер. физиком Дж. Ганном (J. Gunn;

Рис. 1. N-образная вольт-амперная хар-ка: Е — электрич. поле, создаваемое приложен­ной разностью потенциалов; j — плотность тока.

1963) в кристалле GaAs с электронной проводимостью. Генерация возникает, если пост. напряжение U, приложен­ное к образцу длиной l, таково, что ср. электрич. поле Е в образце равно: Е=U/l, что соответствует падающему участку вольт-амперной хар-ки Е₁-Е₂, на к-ром дифф. сопротивление от­рицательно (рис. 1). Колебания тока имеют вид периодич. последователь­ности импульсов (рис. 2), частота их повторения обратно пропорц. напря­жённости электрич. поля Е.

Т. э. наблюдается гл. обр. в двухдолинных ПП, зона проводимо­сти к-рых состоит из одной ниж. доли­ны и неск. верх. долин (см. Зонная теория). Подвижность эл-нов в верх. долинах значительно меньше, чем в ниж. долине. В сильных электрич. полях происходит разогрев эл-нов (см. Горячие электроны), и часть эл-нов переходит из ниж. долины в верхние,

вследствие чего ср. подвижность эл-нов и, следовательно, электропроводность уменьшаются. Это приводит к умень­шению плотности тока j с ростом Е в полях Е>Е₁.

Г. э. вызван тем, что в образце пери­одически появляется, перемещается по нему и исчезает область сильного элек­трич. поля, наз. доменом Ганна. Домен возникает в результате того, что

Рис. 2. Форма колебаний тока при эффекте Ганна.

однородное распределение электрич. поля при объёмном отрицат. дифф. сопротивлении неустойчиво. Действи­тельно, если в ПП случайно возникает неоднородное распределение концент­рации эл-нов в виде дипольного слоя, то между заряж. областями создаётся дополнит. поле DE (рис. 3).

 

Рис. 3. Развитие электрич. домена. Эл-ны движутся слева направо, против поля.

 

Если об­ласть повыш. концентрации эл-нов находится ближе к катоду, то DE до­бавляется к внеш. полю, так что поле внутри дипольного слоя становится больше, чем вне его. Если при этом дифф. сопротивление образца положи­тельно, т. е. ток растёт с ростом поля, то ток и внутри слоя больше, чем вне его (Dj>0). Поэтому, напр., из области с повыш. плотностью эл-нов они выте­кают в большем кол-ве, чем втекают, в результате чего неоднородность расса­сывается. Если же дифф. сопротивле­ние отрицательное (ток уменьшается

 

Рис. 4. Распределение электрич. поля Е (сплошная кривая) и объёмного заряда о (пунктирная кривая) в домене Ганна.

 

с ростом поля), то ток меньше там, где Е больше, т. е. внутри слоя, и неодно­родность не рассасывается, а нараста­ет. Растёт и падение напряжения на дипольном слое, а вне его падает (т. к. полное напряжение на образце зада­но). В результате образуется элект-

109

 

 

 

рич. домен (рис. 4). Вне домена Е<Е₁ (рис. 1), благодаря чему новые домены не образуются. Устойчивое состояние образца — состояние с одним доме­ном.

Т. к. домен образован эл-нами про­водимости, он движется в направлении их дрейфа со скоростью v, близкой к дрейфовой скорости носителей вне домена. Обычно домен возникает вбли­зи катода и, дойдя до анода, исчезает. По мере его исчезновения падение на­пряжения на домене уменьшается, а на остальной части образца соотв. растёт. Одновременно возрастает ток в образце, т. к. увеличивается поле вне домена. По мере приближения по­ля к e₁ ток j приближается к j_макс. Когда вне домена Е>Е₁, у катода на­чинает формироваться новый домен, ток уменьшается и процесс повторяет­ся. Частота колебаний тока f=v/l.

В GaAs с электронной проводи­мостью при комнатной темп-ре Е₁~3•10³В/см, v~10⁷ см/с и при l= 50—300мкм, f=0,3—2 ГГц. Размер домена ~10—20 мкм. Г. э. наблюдает­ся помимо GaAs и InP также в элек­тронных ПП CdTe, ZnS, InSb, InAs и др., а также в Ge с дырочной прово­димостью. Г. э. используется для соз­дания генераторов и усилителей СВЧ.

• Г а н н Дж., Эффект Ганна, [пер. с англ.], «УФН», 1966, т. 89, в. 1, с. 147; Волков А. Ф., К о г а н Ш. М., Физические явле­ния в полупроводниках с отрицательной диф­ференциальной проводимостью, там же, 1968, т. 96, в. 4, с. 633; Л е в и н ш т е й н М. Е., П о ж е л а Ю. К., Ш у р М. С., Эффект Ганна, М., 1975.

ГАРМОНИКА, см. Обертон.

ГАРМОНИЧЕСКИЕ КОЛЕБАНИЯ, колебания, при к-рых физ. (или любая другая) величина изменяется с тече­нием времени по синусоидальному за­кону: x=Asin(wt+j), где x — значе­ние колеблющейся величины в данный

момент времени t (для механич. Г. к., напр., смещение или скорость, для электрич. Г. к.— напряжение или си­ла тока), А — амплитуда колебаний, w — угл. частота колебаний (wt+j) — фаза колебаний, j — нач. фаза колебаний.

Г. к. занимают среди всех колебаний особое место, так как Г. к.— единств. тип колебаний, форма к-рых не иска­жается при прохождении через любую линейную систему. Кроме того, любое негармонич. колебание можно пред­ставить в виде суммы разл. Г. к., т. е. в виде спектра гармонич. колебаний.

• См. лит. при ст. Колебания.

ГАРТМАНА ГЕНЕРАТОР, газоструй­ный излучатель высокого давления звук. и ультразвук. волн. Назван по имени изобретателя — дат. учёного Ю. Гартмана (J. Hartmann; 1922).

Осн. часть Г. г.— сопло 1 (рис.), откуда вытекает сверхзвук. газовая струя, в к-рой возникают волны уп­лотнения и разрежения. Если соосно с соплом поместить на нек-ром расстоя­нии резонатор 2, то при торможении струи перед резонатором возникает отсоединённый скачок уплотнения 3. В результате вз-ствия осн. струи и струи, вытекающей из резонатора, при определ. расстоянии между соплом и резонатором участок струи за скачком становится источником звук. и ультра­звук. волн.

Схема генера­тора Гартма­на.

 

Частота излучаемого зву­ка зависит от расстояния между соплом и резонатором, а также от размера ре­зонатора. Наиболее благоприятные ус­ловия излучения имеют место, когда диаметр D выходного отверстия сопла и длина l резонатора равны между со­бой, а диаметр d полости резонатора в 1,3—1,5 раза превышает диаметр сопла.

Мощность акустич. излучения Г. г. достигает неск. десятков Вт, а кпд — 3—5%. При использовании сжатого воздуха получают частоты от 1—2 до 60 кГц. Применяя вместо воздуха во­дород, можно получить частоты до 180 кГц.

• Источники мощного ультразвука, М., 1967 (Физика и техника мощного ультразву­ка, под ред. Л. Д. Розенберга, кн. 1).

Ю. Я. Борисов.

ГАУСС (Гс, Gs), единица магн. индук­ции в СГС системе единиц (симметрич­ной, или Гауссовой) и СГСМ. Названа в честь нем. учёного К. Ф. Гаусса (К. F. Gau8). 1 Гс=10^-4 тесла.

ГАУССА ПРИНЦИП (принцип наи­меньшего принуждения), один из ва­риационных принципов механики, со­гласно к-рому для механич. системы с идеальными связями (см. Связи меха­нические) из всех кинематически воз­можных, т. е. допускаемых связями, движений, начинающихся из данного положения и с данными нач. скоростя­ми, истинным будет то движение, для к-рого «принуждение» Z явл. в каждый момент времени наименьшим. Установ­лен нем. учёным К. Ф. Гауссом (1829). Физ. величина, наз. «принуждени­ем», вводится след. образом. Свободная матер. точка с массой m при действии на неё заданной силы F будет иметь ускорение F/m; если же на точку на­ложены связи, то её ускорение при действии той же силы станет равным какой-то др. величине w. Тогда откло­нение точки от свободного движения, вызванное действием связи, будет за­висеть от разности этих ускорений, т. е. от F/m-w. Величину Z, пропорц. квадрату этой разности, и наз. «при­нуждением». Для одной точки

Z=¹/₂m(F/m-w)².

а для механич. системы Z равняется сумме таких величин.

Рассмотрим, напр., точку, к-рая на­чинает двигаться вдоль гладкой на­клонной плоскости из положения А без нач. скорости (рис.).

Для неё ки­нематически возможно любое переме­щение АВ, АВ₁, АВ₂,... в этой плоско­сти с какими-то ускорениями w, w₁, w₂,...; при свобод­ном же падении точ­ка совершила бы пе­ремещение вдоль вертикали АС с ус­корением g. Тогда отклонения точки от свободного движе­ния изобразятся отрезками СВ, СВ₁, СВ₂, . . ., наименьшим из к-рых будет отрезок СВ, перпендикулярный к на­клонной плоскости. Следовательно, «принуждение» Z, пропорц. квадратам СВ, СВ₁, СВ₂, . . . , будет наимень­шим при движении вдоль линии наи­меньшего ската AD. Это и будет ис­тинное движение точки, происходящее с ускорением w=gsina. Математиче­ски Г. п. выражается равенством dZ=0, в к-ром варьируются только уско­рения точек системы; при этом пред­полагается, что силы от ускорения не зависят.

Г. п. пользуются для составления ур-ний движения механич. систем и изучения св-в этих движений.

• См. лит. при ст. Вариационные принципы механики.

С. М. Тарг,

ГАУССА СИСТЕМА ЕДИНИЦ, си­стема единиц электрич. и магн. вели­чин с осн. единицами сантиметр, грамм, секунда, в к-рой диэлектрич. (e) и магн. (m) проницаемости явл. безраз­мерными величинами, причём для ва­куума e=1 и m=1. Ед. электрич. ве­личин в Г. с. е. равны единицам абс. электростатич. системы СГСЭ, а ед. магн. величин — единицам эл.-магн. системы СГСМ, в связи с чем Г. с. е. часто наз. симметричной сис­темой СГС (см. СГС система единиц). Г. с. е. названа в честь нем. учёного К. Ф. Гаусса, впервые в 1832 пред­ложившего абсолютную систему еди­ниц с осн. ед.: миллиметр, миллиграмм и секунда, и применившего эту систе­му для измерений магн. величин.

• Б у р д у н Г. Д., Единицы физических величин, 4 изд., М., 1967.

ГАУССА ТЕОРЕМА, основная теорема электростатики, устанавливающая связь потока напряжённости Е электрич. поля через замкнутую поверх­ность S с величиной заряда q, находя­щегося внутри этой поверхности. В Га­усса системе единиц

divE=4pq. (1)

Г. т.   вытекает  из  Кулона  закона.

В диэлектрике Г. т. справедлива для потока вектора электрич. индукции D:

divD=4pq, (2)

где q — суммарный свободный заряд внутри поверхности S. Ф-ла (2) представляет собой интегр. форму од­ного (4-го) из Максвелла уравнений для эл.-магн. поля и выражает тот

 

110

 

 

 

факт, что электрич. заряды явл. ис­точниками электрич. поля.

Г. Я. Мякишев.

ГАЮИ ЗАКОН (закон рациональных отношений), эмпирич. закон огранения кристаллов, установленный франц. кристаллографом Р. Ж. Гаюи (Аюи, R. J. Hauy) в 1784. Если за коорди­натные оси OX, OY, OZ выбрать нек-рые рёбра кристалла, то взаимные наклоны граней кристалла таковы, что отрезки, отсекаемые ими на осях координат, относятся как целые числа l, m, n, т. е. могут быть выражены как кратные некоторых осевых единиц а, b, с (рис.).

Наличие осе­вых единиц и привело к выводу о трёхмерной периодичности строения кристаллов, т. е. о существовании кристаллической решётки. Грани кристалла соответствуют ат. пло­скостям решётки, а рёбра — её рядам, осевые ед.— постоянным решётки.

• См. лит.  при ст.   Кристаллография.

ГЕЙГЕРА СЧЁТЧИК (Гейгера — Мюллера счётчик), газоразрядный де­тектор, срабатывающий при прохож­дении через его объём заряж. ч-ц. Величина сигнала (импульса тока) не зависит от энергии ч-ц (прибор рабо­тает в режиме самостоят. разряда). Г. с. изобретён в 1908 нем. физиком X. Гейгером совместно с англ. физи­ком Э. Резерфордом, затем усовершен­ствован Гейгером и нем. физиком В. Мюллером. Г. с. сыграли важную роль в яд. физике в 20—40 гг. Они продолжают применяться, в частно­сти, в дозиметрии.

Рис.  1. Счётчик Гейгера.

 

В Г. с. рабочий объём — газораз­рядный промежуток с сильно неодно­родным электрич. полем. Чаще всего применяют коаксиальные цилиндрич. электроды; внеш. цилиндр — катод, тонкая нить, натянутая вдоль его оси, анод (рис. 1). Электроды заключены в герметич. резервуар, наполненный га­зом до давления 100—200 мм рт. ст.

Рис. 2. Схема регистрирующего устройства со счётчиком Гейгера.

 

К электродам прикладывается напря­жение в неск. сотен вольт. При попа­дании ионизирующей ч-цы в резервуар в газе образуются свободные эл-ны, к-рые движутся к нити. Вблизи нити напряжённость электрич. поля вели­ка, и эл-ны ускоряются настолько, что начинают в свою очередь ионизовать газ. По мере приближения к нити чис­ло эл-нов лавинообразно нарастает. Возникает коронный разряд, распро­страняющийся вдоль нити. Этот раз­ряд обрывается включением большого сопротивления R~10⁸—10⁹ Ом (несамогасящийся Г. с., рис. 2) либо с введением спец. состава газовой смеси инертного газа с примесью паров спирта или др. многоат. газа и галоге­нов (с а м о г а с я щ и й с я Г. с.). Временное разрешение самогасящихся Г. с. ~10^-6 с. Время восстановления их чувствительности определяется вре­менем дрейфа ионов к катоду и состав­ляет ок. 10^-4 с.

Электрич. импульсы во внеш. цепи, возникающие при вспышках разряда в Г. с., усиливаются и регистрируют­ся. Зависимость числа N регистрируе­мых в ед. времени импульсов от при­ложенного к счётчику напряжения V

Рис. 3. Счётная хар-ка счётчика Гейгера.

наз. счётной хар-кой Г. с. (рис. 3). Рабочий участок хар-ки (плато) имеет протяжённость от неск. десятков вольт до неск. сотен вольт. На плато число отсчётов практически равно числу ионизирующих ч-ц, попадающих в счётчик. Гамма-кванты регистриру­ются по вторичным заряж. ч-цам — фотоэлектронам, комптоновским эл-нам, электронно-позитронным па­рам (см. Гамма-излучение); нейтро­ны — по ядрам отдачи и продуктам яд. реакций, возникающих в газе счёт­чика.

•См. лит. при ст. Детекторы.

ГЕЙ-ЛЮССАКА ЗАКОНЫ, 1) один из осн. газовых законов, согласно к-рому объём данной массы газа при пост. давлении меняется линейно с темп-рой: V_t=V₀(1+a_Vt), где V₀ и V_t — объёмы газа при нач. и кон. темп-рах, t — разность этих темп-р, a_V — коэфф. теплового расширения газов при пост. давлении, примерно равный для всех газов 1/273,15 К^{-1. Г.-Л. з. строго}

справедлив для идеальных газов; реальные газы подчиняются ему при темп-рах и давлениях, далёких от критич. значений. Является частным слу­чаем Клапейрона уравнения. Открыт франц. учёным Ж. Л. Гей-Люссаком (J. L. Gay-Lussac) в 1802.

2) Закон, утверждающий, что объ­ёмы газов, вступающих в хим. реак­ции, находятся в простых отношениях друг к другу и к объёмам газообразных продуктов реакции, т. е. в отношениях небольших целых чисел, напр. 1:1:2 (закон объёмных отношений). Открыт Ж. Л. Гей-Люссаком в 1808. Сыграл большую роль в открытии Авогадро закона.

ГЕКТО... (от греч. hekaton — сто), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наимено­вания кратной единицы, равной 100 исходным ед. Обозначения: Г, h. При­мер: 1 гВт (гектоватт)=100 Вт.

ГЕЛИЙ ЖИДКИЙ, бесцветная проз­рачная жидкость, кипящая при атм, давлении и темп-ре 4,44 К (жидкий ⁴Не). Плотность жидкого ⁴Не при 4,2 К~0,13 г/см³, под давлением насыщ. паров он остаётся жидким при всех темп-pax ниже критической T_к=5,20 К. Затвердевает ⁴Не лишь при давлениях, больших 25 атм (рис. 1). Согласно квант. механике, это объяс­няется тем, что даже при абс. нуле ато­мы в Г. ж. движутся (испытывают «ну­левые колебания»), что препятствует затвердеванию жидкости (см. Кванто­вая жидкость). Кроме изотопа ⁴Не в природе существует ещё один устой­чивый, но редкий изотоп гелия ³Не (на него приходится ~10^-7% общей массы гелия, находящегося в воздухе).

Рис.  1.  Диаграмма состояния ⁴Не.

 

Критич. темп-pa ³Не равна 3,35 К, критич. плотность 0,064 г/см³. При норм. давлении ³Не, как и ⁴Не, неза­мерзающая жидкость, она затверде­вает лишь при давлениях ³30 атм. При темп-ре Т_l=2,17 К и давлении насыщ. паров ⁴Не испытывает фазовый переход II рода. Гелий выше этой темп-ры наз. Не I, ниже — Не II. При темп-ре фазового перехода наблю­даются аномалия теплоёмкости (l-точка, рис. 2), излом кривой темпера­турной зависимости плотности Г. ж. (рис. 3). Не I резко отличается по внеш. виду от Не II: первый бурно

111

 

 

кипит во всём объёме, а Не II — спо­койная жидкость с отчётливой по­верхностью. Объясняется это необы­чайно высокой теплопроводностью Не II, во много млн. раз превосходя­щей теплопроводность Не I, равную~10^-5 кал/(К•см•с),    или     4,2•10^-5 Дж/(К•м•с).

Рис.   2.   Теплоёмкость   ⁴Не вблизи  темп-ры Т_l=2,19К (l-точки) при атм. давлении.

 

В 1938 П. Л. Капица открыл у Не II сверхтекучесть. Объяснение это­го явления было дано Л. Д. Ландау (1941) на основе кпантовомеханич. представлений о хар-ре теплового дви­жения в Г. ж. Тепловое движение в Не II при темп-pax, близких к абс. нулю, описывается как существование

Рис. 3. Плотность r ⁴Не вблизи l-точки.

 

в Г. ж. элем. возбуждений (квазичас­тиц) — фононов, обладающих энер­гией e=hv (v — частота колебаний) и импульсом р=e/с (с — скорость звука=240 м/с). Число и энергия фононов растут с повышением Т. При Т³0,6 К появляются возбуждения с большими энергиями (ротоны), для к-рых зависимость e(р) имеет нели­нейный хар-р. Фононы и ротоны дви­жутся в Г. ж. подобно ч-цам газа. Они обладают импульсом и, следова­тельно, массой (см. Эффективная мас­са). Отнесённая к 1 см³, эта масса опре­деляет плотность r_n т. н. н о р м а л ь н о й компоненты Г. ж. При T<T_lr_n=2p²(kT)⁴/(45h³с⁵), она стре­мится к нулю при Т ®0.

Движение норм. компоненты, как и обычного газа, имеет вязкостный хар-р. Остальная часть Г. ж., т. н. с в е р х т е к у ч а я компонента, движется без трения; её плотность r_s=r-r_n. При T®T_l r_n®r, так что в Ls-точке r_s обращается в нуль и

сверхтекучесть исчезает (Не I — обыч­ная вязкая жидкость). Т. о., при T<T_l в Г. ж. одновременно могут про­исходить два движения с разл. ско­ростями (двухкомпонентная модель Ландау).

Двухкомпонентность Не II позво­ляет объяснить ряд наблюдаемых эф­фектов: при вытекании Не II из сосуда через узкий капилляр темп-pa в сосуде повышается, т. к. вытекает гл. обр. сверхтекучая компонента, не несущая с собой теплоты (т. н. м е х а н о к а л о р и ч е с к и й эффект); при создании разности темп-р между кон­цами закрытого капилляра с Не II в нём возникает движение — сверхтеку­чая компонента движется от холодного конца к горячему и там превращается в нормальную, к-рая движется на­встречу, при этом суммарный поток отсутствует (т е р м о м е х а н и ч е с к и й  э ф ф е к т). В Г. ж. наряду с обычным звуком может распростра­няться т. н. второй звук. Св-ва Г. ж. ³Не существенно отличаются от св-в жидкого ⁴Не, что связано не только с различием масс атомов ⁴Не и ³Не, но и с их квантовомеханич. особенностями (атомы ⁴Не — бозоны, атомы ³Не — фермионы). Сверхтекучим ³Не стано­вится при очень низкой темп-ре (~2,6 мК) под давлением ~34 атм. У ³Не существует две сверхтекучие фазы: анизотропная (фаза А) и изо­тропная (фаза В). Переход обычного ³Не в фазу ³Не-A относится к фазо­вым переходам II рода, а переход ³Не-A ® ³Не-B — к фазовым перехо­дам I рода (возможны эффекты пере­грева и переохлаждения). А-фаза су­ществует в температурном интервале 2,6—2 мК, фаза В — при 7£2 мК (температурные границы существенно зависят от давления).

Большим разнообразием св-в обла­дают р-ры жидких ⁴Не и ³Не (особенно сверхтекучие р-ры ³Не — Не II).

• К е е з о м В., Гелий, пер. с англ., М., 1949; Халатников И. М., Теория сверх­текучести, М., 1971.

Л. П. Питаевский.

ГЕЛИКОН (от греч. helix, род. п. helikos — кольцо, спираль) (спираль­ная волна), низкочастотная эл.-магн. волна, возникающая и распространяю­щаяся с относительно слабым затуха­нием в проводниках (металлах, полу­проводниках, плазме), помещённых в пост. магн. поле Н. Г. аналогичен сви­стящим атмосферикам, распростра­няющимся в газовой и ионосферной плазме. Г. возникают в проводниках с разными концентрациями носителей тока (напр., эл-нов проводимости n₁ и дырок n₂) в результате Холла эф­фекта. Зависимость частоты w Г. от его длины волны l имеет вид:

где е — заряд эл-на, q- — угол между направлением распространения волны и магн. полем. Г. эллиптически поля­ризован в плоскости, перпендикуляр­ной Н, и его электрич. вектор Е вра­щается вокруг Н в том же направлении, что и избыточная часть носителей заряда.

Г. образуются в сильных магн. по­лях, когда радиус орбиты носителей R<<l (l — длина свободного пробега носителей), а частота w мала по срав­нению с циклотронной частотой. Г. не распространяются в направлении, перпендикулярном Н. Затухание Г. обусловлено столкновениями носите­лей заряда с фононами и дефектами крист. решётки, а также бесстолкновительным резонансным поглощением (магн. затухание Ландау). В чистых металлах при низких темп-pax осн. роль играет резонансное поглощение, в ПП — столкновения.

• К а н е р Э. А., С к о б о в В. Г., Эле­ктромагнитные волны в металлах в магнит­ном поле, «УФН», 1966, т. 89, в. 3, с. 367,

 Э. А.Канер.

гельмгольца резонатор же, что резонатор акустический.

 ГЕЛЬМГОЛЬЦА ЭНЕРГИЯ (свобод­ная энергия), один из потенциалов термодинамических; характеристиче­ская функция термодинамич. системы при независимых параметрах V (объём) и Т (термодинамич. темп-pa); обозна­чается F (иногда А), определяется че­рез внутреннюю энергию U, энтропию S и темп-ру Т равенством: F= U-TS. Понятие «Г. э.» (свободная энергия) введено нем. физиком Г. Гельмгольцем (Н. Helmholtz; 1882). В изотерми­ческом равновесном процессе, происхо­дящем при постоянном объёме, убыль Г. э. системы равна полной работе, производимой системой в этом про­цессе. Г. э. выражается обычно в кДж/моль или кДж/кг.

ГЕНЕРАТОР ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ, мера, воспроизводящая дискретный или непрерывный ряд значений пара­метров перем. электрич. величины (на­пряжения, тока) в определ. диапазоне. Применяется в измерит. практике, а также для поверки и регулировки радиотехнических и вычислительных устройств, устройств автоматики и др.

В зависимости от формы воспроиз­водимых сигналов различают Г. п.: гармонич. сигналов; импульсов прямоуг. формы; сигналов спец. формы (треугольной, пилообразной, колоколообразной и др.); качающейся часто­ты (свип-генераторы, воспроизводящие гармонич. колебания, частота к-рых изменяется по определ. закону при неизменной амплитуде или мощности колебаний); шумовых сигналов, вос­производящих случайные электрич. колебания с определ. вероятностными хар-ками (дисперсией, корреляц. ф-цией и др.). В зависимости от частотного диапазона различают Г. и.: инфранизкочастотные (10^-3—20 Гц), низкочас­тотные (20 Гц — 200 кГц), высокочас­тотные (30 кГц — 30 МГц), СВЧ с ко­аксиальным выходом (30 МГц — 10 ГГц), СВЧ с волн. выходом (10— 80 ГГц).

Осн. частями практически всех ви­дов Г. и. явл.: задающий гене­ратор — первичный электронный ис-

112

 

 

точник гармонич. колебаний или пе­риодически повторяющихся импульсов с плавной регулировкой частоты; у с и л и т е л ь  м о щ н о с т и, выпол­няющий также в Г. и. сигналов спец. формы ф-цию формирующего устрой­ства; в ы х о д н о е  у с т р о й с т в о, при помощи к-рого регулируется амплитуда колебаний и осуществляет­ся согласование выходных цепей гене­ратора с нагрузкой; устройства контроля выходных сигналов Г. и. (электронный вольтметр для из­мерения амплитуды колебаний, изме­ритель мощности и др.). Г. и. высоких и сверхвысоких частот, как правило, снабжаются модулирующими устройствами, позволяющими изменять по определ. закону к.-л. из параметров гармонич. или импульс­ных сигналов (амплитуду, частоту и др.). Особую группу Г. и. составля­ют т. н. с и н т е з а т о р ы  ч а с т о т ы — Г. и. гармонич. колебаний, вос­производящие с высокой стабильно­стью ряд частот с дискретностью до сотых долей Гц.

Промышленностью выпускается ши­рокая гамма Г. и. с относит. погреш­ностью установки частоты ~0,1— 1%, стабильностью частоты до 10^-6% за сутки (синтезаторы частоты), коэфф. гармоник до 0,1%, выходной мощ­ностью 10^-15—10 Вт, мин. длитель­ностью импульсов до 10 нс.

Требования к Г. и. стандартизованы в ГОСТах 9788-78 и 23767-79 (общие требования), 10501-74 (низкочастот­ные Г. и.), 14126-78 (Г. и. с коаксиаль­ным выходом), 17193-71 (Г. и. с вол­новым выходом), 11113-74 (Г. и. импульсов).

•Мирский Г. Я., Радиоэлектронные измерения, 3 изд., М., 1975;О сипов К. Д., Пасынков В. В., Справочник по радио­измерительным приборам, ч. 2, 5, М., 1960— 1964.

В. П. Кузнецов.

ГЕНРИ (Гн, Н), единица СИ индуктив­ности и взаимной индуктивности. На­звана в честь амер. учёного Дж. Генри (J. Henry). 1 Гн равен индуктивности электрич. контура, возбуждающего магн. поток в 1 вебер при силе пост. тока в нём 1 А. Другое эквивалентное определение: 1 Гн — индуктивность электрич. цепи, в к-рой возникает эдс самоиндукции в 1 В при равномерном изменении тока в этой цепи со скоро­стью 1 А/с. 1 Гн=1 В•с/А=1 Вб/А=10⁹ см (ед. СГСМ) = 1,11•10^-12 ед. СГСЭ.

ГЕНРИ НА МЕТР (Гн/м, Н/m), единица СИ абсолютной магн. проницаемости. 1 Гн/м равен абс. магн. проницаемости среды, в к-рой при напряжённости магн. поля 1 А/м создаётся магн. индукция 1 Тл; 1 Гн/м=1 Тл•м/А=1 Вб/(А•м)=10⁷/4p ед. СГСМ.

ГЕНРИМЕТР, то же, что индуктив­ности измеритель.

ГЕОАКУСТИКА (от греч. ge — Земля и акустика), раздел акустики, в к-ром изучается распространение звук., ин­фразвук. и ультразвук. волн в земной коре, как возникающих в результате

природных процессов (напр., акустич. предвестники землетрясений), так и связанных с использованием упругих волн для изучения строения и св-в верх. слоев земной коры (акустич. разведка, сейсмич. разведка, глубин­ное сейсмич. зондирование, УЗ эхо-локация). Методы Г. явились первым применением УЗ для практич. целей, однако большое поглощение УЗ высо­ких частот (20 кГц и выше) в земной коре ограничивает глубину прозвучивания пород неск. десятками м. При низких звук. и инфразвук. частотах глубина прозвучивания повышается, но уменьшается возможность более детального изучения разреза. Изуче­ние строения слоистой среды произ­водится также непосредственно в сква­жинах (звук. каротаж).

ГЕОМАГНЕТИЗМ, то же, что земной магнетизм.

ГЕОМЕТРИЧЕСКАЯ АКУСТИКА, раздел акустики, в к-ром изучаются законы распространения звука на ос­нове представления о звук. лучах как линиях, вдоль к-рых распространяется звук. энергия. Г. а.— предельный слу­чай волн. акустики при переходе к бес­конечно малой длине волны, поэтому методы Г. а. явл. приближёнными и тем точнее отражают действительность, чем меньше длина волны. Осн. задача Г. а.— вычисление траекторий звук. лучей. Наиболее простой вид лучи имеют в однородной среде, где они представляют собой прямые линии. В Г. а. имеют место в осн. те же зако­ны и ур-ния, что и в геометрической оптике (напр., законы отражения и преломления волн).

Методами Г. а. пользуются для прак­тич. приложений в самых разл. обла­стях акустики; напр., в архитектур­ной акустике, при расчёте звук. фоку­сирующих систем. На основе законов Г. а. удаётся создать приближённую теорию распространения звука в не­однородных средах (напр., в море, в атмосфере). И. П. Голямина.

ГЕОМЕТРИЧЕСКАЯ ОПТИКА, раз­дел оптики, в к-ром изучаются законы распространения оптического излуче­ния (света) на основе представлений о световых лучах. Под световым лучом понимают линию, вдоль к-рой распро­страняется поток световой энергии. Понятием луча можно пользоваться только в случае, когда можно прене­бречь дифракцией света на оптич. неоднородностях, а это допустимо тог­да, когда длина световой волны много меньше размеров неоднородностей. За­коны Г. о. позволяют создать упро­щённую, но в большинстве случаев достаточно точную теорию оптич. сис­тем. Г. о. в осн. объясняет образова­ние изображений оптических, даёт возможность вычислять аберрации оп­тических систем и разрабатывать мето­ды их исправления, выводить энергетич. соотношения в световых пучках, проходящих через оптич. системы. Вместе с тем все волн. явления, в т. ч. дифракционные, влияющие на кач-во

изображений и определяющие разре­шающую способность оптич. приборов, не рассматриваются в Г. о.

Представление о независимо распро­страняющихся световых лучах воз­никло ещё в античной науке. Древне-греч. учёный Евклид сформулировал закон прямолинейного распростране­ния света и закон зеркального отра­жения света. В 17 в. Г. о. бурно раз­вивалась в связи с изобретением ряда оптич. приборов (зрительная труба, телескоп, микроскоп и т. д.) и началом их широкого использования. Голл. математиком В. Снеллем и франц. учёным Р. Декартом были эксперимен­тально установлены законы, описыва­ющие поведение световых лучей на границе раздела двух сред (см. Снелля закон преломления). Построение теор. основ Г. о. к сер. 17 в. было завершено установлением Ферма принципа. Зако­ны прямолинейного распространения, зеркального отражения и преломле­ния света, исторически открытые ра­нее, явл. следствиями этого принципа.

С 18 в. Г. о., совершенствуя методы расчёта оптич. систем, развивалась как прикладная наука. После создания классической электродинамики было показано, что формулы Г. о. могут быть получены и из Максвелла уравне­ний как предельный случай, соответ­ствующий переходу к исчезающе малой длине волны.

Г. о. явл. примером теории, позво­лившей при малом числе фундам. по­нятий и законов (представление о лу­чах света, законы отражения и пре­ломления) получить много практиче­ски важных результатов. В теория оптич. устройств мн. расчёты до на­стоящего времени основаны на Г. о.

• Л а н д с б е р г Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики, т. 3); Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ., М., 1973; Герцбергер М., Современ­ная геометрическая оптика, пер. с англ., М., 1962.

К. И. Погорелое.

ГЕОМЕТРИЧЕСКИЙ ФАКТОР, вели­чина, определяющая геометрию пучка излучения; широко используется в фо­тометрии, космофизике при регистра­ции потоков ч-ц и излучений. Г. ф. G зависит от размеров и взаимного рас­положения диафрагм, совместно выде­ляющих из всех возможных прямых то множество направлений, к-рое оп­ределяется пучком излучения и угл. апертурой приёмника излучения. Г. ф. инвариантен относительно любых по­верхностей, пересекаемых прямыми, входящими в данное множество на­правлений, и принимается за меру это­го множества (понятие о мере множест­ва лучей впервые введено сов. учёным А. А. Гершуном в 30-х гг. 20 в.). Напр., для сопряжённых диафрагм ис­точника и приёмника А_и и А_п (или со­пряжённых нач. и кон. диафрагм оп­тич. системы)

dG=dА_иcosq_иdW_и = dA_пcosq_пdW_п, где dA_и и dA_п — площади диафрагм

113

 

 

источника и приёмника, q_и и q_п — углы между направлением излучения и перпендикулярами к излучающей и освещаемой поверхностям, dW_и и dW_п — заполненные излучением телес­ные углы со стороны диафрагм A_и и А_п. Инвариантность Г. ф. сохраняется и для широких пучков. Г. ф. исполь­зуется также при построении системы фотометрических величин: яркость вдоль луча L=dФ/dG.

• Международный светотехнический сло­варь, 3 изд., М., 1979; Сапожни­ков Р. А., Теоретическая фотометрия, 3 изд., М., 1977.

А. А. Волькенштейн.

ГЕОФОН (от греч. ge — Земля и pho­ne — звук), приёмник звук. волн, распространяющихся в верх. слоях земной коры. Совр. Г. (разведочные сейсмографы) снабжены электроакус­тическими преобразователями, превра­щающими колебания почвы в колеба­ния электрич. тока, усилителем и реги­стрирующим шлейфовым осциллогра­фом. Хар-ки Г. различны в зависимо­сти от их конструкции и назначения. — Электродинамич. Г. явл. приёмником колебат. скорости, а пьезоэлектрич. Г.— приёмником ускорения ч-ц среды. Г. пользуются при акустич. исследова­нии горных пород, в горноспасат. ра­ботах и др.

ГЕРМАНИЙ (Ge), синтетич. моно­кристалл, ПП, точечная группа сим­метрии m3m, плотность 5,327 г/см³, T_пл=936 °С, тв. по шкале Мооса 6, ат. м. 72,60. Прозрачен в ИК области l от 1,5 до 20 мкм; оптически анизотро­пен, для l=1,80 мкм коэфф. преломле­ния n=4,143. Один из осн. материалов ПП электроники (см. Полупроводнико­вые приборы).

ГЕРЦ (Гц, Hz), единица частоты СИ и СГС системы единиц. Названа в честь нем. физика Г. Герца (Н. Hertz). 1 Гц — частота периодического про­цесса, при к-рой за 1 с происходит один цикл процесса. Широко приме­няются кратные ед. от Г.— килогерц (1 кГц=10³ Гц), мегагерц (1 МГц= = 10⁶ Гц) и др.

ГЕРЦА ДИПОЛЬ, излучатель радио­волн, предложенный нем. физиком Г. Герцем (1888), доказавшим сущест­вование эл.-магн. волн. Герц приме­нял медные стержни с металлич. шарами или полосами на концах и иск­ровым промежутком посредине, под­ключённым к индукц. машине. Наи­меньший из применявшихся Герцем вибраторов имел длину l=26 см, в нём возбуждались колебания частоты v=5•10⁸ Гц (что соответствует n= 60 см).

• См. лит. при ст. Антенна.

ГЕРЦА ПРИНЦИП, принцип наи­меньшей кривизны, один из вариац. принципов механики, устанавливаю­щий, что при отсутствии активных (заданных) сил из всех кинематически возможных, т. е. допускаемых связя­ми, траекторий действительной будет траектория, имеющая наименьшую кривизну. Этот принцип наз. также

принципом прямейшего пути; его мож­но рассматривать как обобщение зако­на инерции.

Г. п. тесно связан с принципом наи­меньшего принуждения (см. Гаусса принцип), поскольку величина Z, наз. принуждением, пропорц. квадрату кривизны; при идеальных связях (см. Связи механические) оба принципа име­ют одинаковое матем. выражение: 6Z=0. Г. п. был применён нем. учёным Г. Герцем (1894) для построения его механики, в к-рой действие активных сил заменяется введением соответству­ющих связей.

С. М. Тарг.

ГЕТЕРОГЕННАЯ СИСТЕМА (от греч. heterogenes — разнородный), неодно­родная термодинамич. система, состоя­щая из различных по физ. св-вам или хим. составу частей (фаз). Смежные фазы Г. с. отделены друг от друга физ. поверхностями раздела, на к-рых скачком изменяется одно или неск. св-в системы (состав, плотность, крист. структура, электрич. или магн. мо­мент и т. д.). Примеры Г. с.: вода и водяной пар над ней (вода в двух агрегатных состояниях), уголь и ал­маз (две различные по крист. струк­туре фазы одного в-ва — углерода), сверхпроводящая и нормальная фазы сверхпроводника, несмешивающиеся жидкости (напр., вода и растит. мас­ло), композиц. материалы (волокни­стые и дисперсноуплотнённые, содер­жащие различные по структуре хим. в-ва в тв. состоянии). Различие между Г. с. и гомогенной (однородной) си­стемой не всегда ясно выражено. Так, переходную область между гете­рогенными механич. смесями (взве­сями) и гомогенными (молекулярными) р-рами занимают т. н. коллоидные р-ры, в к-рых ч-цы растворённого в-ва столь малы, что к ним неприменимо понятие фазы.

ГЕТЕРОПЕРЕХОД, контакт двух раз­личных по хим. составу полупровод­ников. На границе раздела ПП обычно изменяются ширина запрещённой зо­ны, подвижность носителей яаряда, их эффективные массы и др. хар-ки. В «резком» Г. изменение св-в про­исходит на расстоянии, сравнимом или меньшем, чем ширина области объ­ёмного заряда (см. Электронно-ды­рочный переход). В зависимости от легирования обеих сторон Г. можно создать р — n-Г. (анизотипные) и n-Г. или р — р-Г. (изотипные). Комби­нации разл. Г. и монопереходов обра­зуют гетероструктуры.

Образование Г., требующее стыков­ки крист. решёток, возможно лишь при совпадении типа, ориентации и периода крист. решёток сращиваемых материалов. Кроме того, в идеальном Г. граница раздела должна быть сво­бодна от структурных и др. дефектов (дислокаций, точечных дефектов и т. п.), а также от механич. напряже­ний. Наиболее широко применяются монокристаллич. Г. между полупро­водниковыми материалами типа A^IIIB^V и их твёрдыми растворами на основе

арсенидов, фосфидов и антимонидов Ga и Al. Благодаря близости ковалентных радиусов Ga и Al изменение хим. состава происходит без измене­ния периода решётки. Гетерострук­туры получают также на основе мно­гокомпонентных (четверных и более) тв. растворов, в к-рых при изменении состава в широких пределах период решётки не изменяется. Изготовление монокрист. Г. и гетероструктур стало возможным благодаря развитию ме­тодов эпитаксиального наращивания ПП кристаллов (см. Эпитаксия).

Г. используются в разл. ПП прибо­рах: ПП лазерах, светопзлучающих ди­одах, фотоэлементах, оптронах и т. д.

• Алферов Ж. И., Гетеропереходы в полупроводниковой электронике близкого будущего, в кн.: Физика сегодня и завтра, под ред. В. М. Тучкевича, Л., 1973; Ели­сеев П. Г., Инжекционные лазеры на ге­теропереходах, «Квант. электрон.», 1972, № 6, с. 3.

Ж. И. Алфёров.

ГЕТЕРОХРОМНАЯ ФОТОМЕТРИЯ (от греч. heteros — иной, другой и chroma — цвет), подраздел фотомет­рии, в к-ром рассматриваются методы сравнения интенсивности разноцвет­ных (гетерохромных) излучений. При визуальном фотометрировании срав­ниваемых излучений их различие в цвете ведёт к дополнит. ошибке, к-рую можно уменьшить с помощью т. н. мигающего фотометра. Разноцветные излучения удобно сравнивать по ин­тенсивности, используя фотоэлектрич. приёмники, если тем или иным спо­собом придать кривой спектральной чувствительности приёмника форму кривой видности (см. Спектральная световая эффективность) человеческо­го глаза. В Г. ф. применяются также счётчики фотонов.

ГИББСА АНСАМБЛЬ, см. Статисти­ческий ансамбль.

ГИББСА БОЛЬШОЕ КАНОНИЧЕ­СКОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ, распреде­ление вероятностей состояний стати­стического ансамбля систем, к-рые на­ходятся в тепловом и материальном равновесии со средой (термостатом и резервуаром ч-ц) и могут обменивать­ся с ними энергией и ч-цами (через полупроницаемые перегородки) при пост. объёме. Г. б. к. р.— статистич. распределение, соответствующее Гиббса большому каноническому ансамблю. Установлено амер. физиком Дж. У. Гиббсом (J. W. Gibbs) в 1901 как фундам. закон статистической физики.

В классич. статистике вероятность распределения по состояниям опре­деляется ф-цией распределения f(p, q), зависящей от координат q и импульсов р всех ч-ц системы. Вероятность пребы­вания N частиц в бесконечно малом фазовом объёме dpdq равна

элемент фазового объёма системы в ед. h^3N, a N! учитывает, что переста­новка тождеств. ч-ц не меняет состо­яния (см. Тождественности принцип).

114

 

 

Полная вероятность пребывания систе­мы в к.-л. из состояний равна единице (она достоверно находится в одном из состояний), откуда следует, что

(условие   нормировки).

Равновесная ф-ция распределения, согласно Г. б. к. р., зависит от коор­динат и импульсов через Гамильтона функцию H_N(p,q) системы

где m — химический потенциал, Z — постоянная, определяемая из условия нормировки и равная:

где суммирование ведётся по всем целым положит. N, а интегрирова­ние — по фазовому пр-ву N ч-ц. Т. о., Z выражается через статистич. инте­гралы для N ч-ц и зависит от m, V, Т.

Г. б. к. р. можно вывести из мик­роканонического распределения Гиббса, если рассматривать данную систему вместе с термостатом и резервуаром ч-ц как одну большую замкнутую и изолиров. систему и применить к ней микроканонич. распределение. Тогда малая подсистема обладает Г. б. к. р., к-рое можно найти интегрированием по фазовым переменным термостата и резервуара ч-ц и суммированием по числам ч-ц (теорема Гиббса).

В квант. статистике статистич. ан­самбль характеризуется распределе­нием вероятности w_i,N, квант. состоя­ний г с энергией ξ_i,N, соответствую­щих числу ч-ц N, с условием норми­ровки S_i,n w_i,n= l. Г. б. к. р. для квант. систем имеет вид:

где Z — статистическая сумма для большого канонич. ансамбля Гиббса, определяемая из условия нормировки и равная:

Г. б. к. р. в квант. случае можно представить через матрицу плотности r=Z^-1ехр{(H-mN)/kT}, где H — гамильтониан системы.

Г. б. к. р. как в классич., так и в квант. случае позволяет вычислить потенциал термодинамический F в переменных m, V, Т, равный: F=-kTlnZ. Г. б. к. р. не требует выпол­нения дополнит. условия, связанного с постоянством числа ч-ц, и поэтому удобно для практич. вычислений.

• См. лит. при ст. Статистическая физика.

Д. Н. Зубарев.

ГИББСА БОЛЬШОЙ КАНОНИЧЕ­СКИЙ АНСАМБЛЬ, статистический ансамбль для макроскопич. систем пост. объёма в тепловом равновесии с термостатом и в материальном равно­весии с резервуаром ч-ц (обмен ч-цами можно осуществить при помощи по­лупроницаемых перегородок). У рас­сматриваемых систем переменными яв­ляются число ч-ц и энергия. Введён Дж. У. Гиббсом (1901) как одно из осн. понятий статистической физики. В случае Г. б. к. а. распределение по состояниям описывается Гиббса боль­шим каноническим распределением.

ГИББСА КАНОНИЧЕСКИЙ АН­САМБЛЬ, см. Канонический ан­самбль Гиббса.

ГИББСА МИКРОКАНОНИЧЕСКИЙ АНСАМБЛЬ, см. Микроканонический ансамбль Гиббса.

ГИББСА ПРАВИЛО ФАЗ (правило фаз), для любой термодинамически равновесной системы число парамет­ров состояния (v), к-рые можно из­менять, сохраняя число существую­щих фаз (j) неизмененным, опреде­ляется выражением: v=k+n-j, где k — число компонентов системы, n — число параметров состояния системы, имеющих одно и то же значение во всех фазах (обычно темп-pa Т и дав­ление р). Величину v иногда наз. вариантностью системы. Правило фаз было выведено Дж. У. Гиббсом (1876) из условий термодинамического рав­новесия многокомпонентных систем. Правило справедливо при след. предположениях: 1) фазы имеют до­статочно большие размеры, так что поверхностными явлениями можно пре­небречь; 2) каждый компонент может проходить через поверхности раздела фаз (полупроницаемые перегородки отсутствуют). Если равновесное со­стояние системы определяется двумя параметрами (напр., Т и р), то v=k+2-j. Значения v<0 не имеют физ. смысла, следовательно, j£k+2, т. е. число фаз, сосуществующих в равно­весии, не может превосходить числа независимых компонентов более чем на 2. При v=0 (безвариантная, или нонвариантная, система) равновесие имеет место при вполне определ. зна­чениях Т, р к составах каждой фазы. Условие v=0 определяет, следова­тельно, наибольшее возможное число фаз (j_макс) в равновесной системе, составленной из определ. числа ком­понентов. Для k=1 (индивидуальное в-во, напр. вода) j_макс=3 (в равно­весии могут находиться пар, лёд, вода, см. Тройная точка), для k=2 (бинарная система, напр. вода и соль) j_макс=4 (соль, лёд, жидкий р-р, пар) и т. д. При v=1 (одновариантная, или моновариантная, система) одну из переменных, напр. Т, можно варьировать, тогда др. переменные (р, концентрации) в условиях равно­весия будут полностью определяться темп-рой.

Г. п. ф. применяется в металлове­дении, металлургии, петрографии, хим. технологии при исследовании много­компонентных гетерогенных систем, т. к. позволяет рассчитывать возмож­ное число фаз и степеней свободы в равновесных системах при любом чис­ле компонентов.

• Гиббс Дж. В., Термодинамические ра­боты, пер. с англ., М.— Л., 1950, с 143; Древинг В. П., Калашни­ков Я. А., Правило фаз с изложением ос­нов термодинамики, 2 изд., М., 1964, с. 133; Сторонкин А. В., Термодинамика ге­терогенных систем, ч. 1—3, Л., 1967—69; Карапетьянц М. X., Химическая тер­модинамика, 3 изд., М., 1975.

ГИББСА РАСПРЕДЕЛЕНИЯ, равно­весные распределения вероятностей состояний статистич. систем в разл. физ. условиях — фундам. законы статистич. физики, установленные Дж. У. Гиббсом (1901). Г. р. имеют место как для состояний классич. си­стем, полная энергия к-рых опреде­ляется Гамильтона функцией Н (р, q) в фазовом пр-ве координат q и им­пульсов р всех ч-ц системы, так и для квант. состояний систем, характери­зуемых уровнями энергии.

К энергетически изолированным от окружающей среды системам с энер­гией 8 при пост. объёме V и с задан­ным числом ч-ц N (микроканониче­ский ансамбль Гиббса) применимо микроканонич. распределение Гиббса

f(p,q)=Ad{H(p,q)-ξ},

где d — дельта-функция Дирака, А — постоянная, позволяющая определить энтропию системы как ф-цию ξ, V, N. Системы в контакте с термостатом, т. е. с перем. энергией, имеющие пост. объём и заданное число ч-ц (канони­ческий ансамбль Гиббса), описываются канонич. распределением Гиббса

где F — свободная энергия (Гельм­гольца энергия) как ф-ция V, Т, N. Системы, имеющие пост. объём, при термич. и матер. контакте с термо­статом (т. н. Гиббса большой канони­ческий ансамбль) обладают перем. энергией и перем. числом ч-ц (за счёт обмена с термостатом энергией и в-вом) и описываются большим канонич. распределением Гиббса

где m, — химический потенциал, W — термодинамич. потенциал в перемен­ных V, Т, m.

Системы в термич. и механич. кон­такте с окружающей средой, т. е. с переменными энергией и объёмом, но пост. давлением р (изобарически-изотермич. ансамбль Гиббса), описыва­ются изобарич. Г. р.

где   G — Гиббса  энергия.

Для квант. систем Г. р. имеют та­кую же форму, но вместо Н(р, q) в них стоит энергия квант. уровня системы ξ_i. Из условия, что полная вероятность пребывания системы в к.-л. из состояний равна единице (ус­ловие нормировки), определяются кон-

115

 

 

станты A, F, W, G в Г. р., т. е. все потенциалы термодинамические (см. Статистическая физика). Для вы­числения термодинамич. ф-ций можно пользоваться любым Г. р., они в этом случае эквивалентны, несмотря на то что каждое Г. р. соответствует определ. физ. условиям.

Д. Н. Зубарев.

ГИББСА ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЙ ПОТЕНЦИАЛ, то же, что Гиббса энергия.

ГИББСА ЭНЕРГИЯ (изобарно-изотермический потенциал, свободная эн­тальпия), один из потенциалов тер­модинамических; характеристическая функция термодинамич. системы при независимых параметрах р (давление), Т (термодинамич. темп-pa) и N (число ч-ц в системе). Обозначается G (иногда Z, Ф), определяется через энтальпию Н, энтропию S и темп-ру Т равенст­вом: G=H-TS. С Гельмгольца энер­гией F Г. э. связана соотношением: G=F+pV. Г. э. пропорц. числу ч-ц N; отнесённая к одной ч-це, она наз. химическим потенциалом. Г. э. удоб­на для описания процессов, в к-рых возможен обмен в-вом с окружаю­щими телами. Понятие «Г. э.» введе­но в термодинамику амер. физиком Дж. У. Гиббсом В (1874). изотермиче­ском равновесном процессе, происхо­дящем при пост. давлении, убыль Г. э. системы равна полной работе системы за вычетом работы против внеш. давления (т. е. равна макс. полезной работе). Г. э. выражают обычно в кДж/моль или кДж/кг.

ГИГА... (от греч. gigas — гигантский), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наимено­вания кратной единицы, равной 10⁹ исходных ед. Обозначения: Г, G. Пример: 1 ГГц (гигагерц)=10⁹ Гц.

ГИГАНТСКИЙ РЕЗОНАНС, широкий максимум в зависимости сечения s ядерных реакций от энергии возбуж­дения ядра в результате его вз-ствия с налетающей ч-цей или g-квантом (рис.).

Идеализированное изображение Ml, El, Е2₀ (изоскалярных) и Е2₁изовекторного) резонансов.

 

Наблюдается у всех ядер (за исключением дейтрона). Впервые Г. р. наблюдался в фотоядерных реакциях (1947). Наиболее изучен дипольный Г. р. В рамках коллективных моделей ядра он объясняется возник­новением в ядре перем. электрич. дипольного момента в результате ко­лебаний протонов и нейтронов друг относительно друга. Энергия Г. р.

ОБОЗНАЧЕНИЯ И ХАРАКТЕРИСТИКИ ГИГАНТСКИХ РЕЗОНАНСОВ (Г_м   — ЭНЕРГИЯ, СООТВЕТСТВУЮЩАЯ МАКСИМУМУ СЕЧЕНИЯ)

плавно убывает с ростом массового числа А. Ширина Г. р. Г определяется временем затухания колебаний. Она сильно зависит от формы ядра и из­меняется от ~ 4 МэВ для сферич. ядер до 6—8 МэВ для сильно деформиров. ядер. Для лёгких ядер Г. р. имеет тонкую структуру; для средних и тяжёлых сферич. ядер Г. р. имеет форму широкого максимума, для силь­но деформированных ядер Г. р. рас­щепляется на два максимума, соот­ветствующих дипольным колебаниям параллельно и перпендикулярно оси симметрии эллипсоидального ядра.

Помимо фотояд. реакций, Г. р. обнаружен в реакциях с участием эл-нов, протонов, a-частиц, ионов ³He⁺,⁶Li⁺ , в радиац. захвате пи-ме­зонов и др. Наряду с электрич. дипольным Г. р. наблюдались более слабо выраженные: электрический, квадрупольный (Е2), электрический октупольный (Е3), электрический мо­нопольный (Е0) и магнитные (M1 и М2) Г. р. Различают изоскалярный (с изотопическим спином 0) и изовекторный (с изотопич. спином 1) Г. р., соответствующие синфазным (индекс 0) и противофазным (индекс 1) колеба­ниям протонов относительно нейтро­нов в ядре (см. табл.).

• См.  лит.  при ст. Ядерные реакции.

Г. М. Гуревич.

ГИГРОСКОПИЧНОСТЬ (от греч. hygros — влажный и skopeo — наблюдаю), свойство материалов поглощать (сор­бировать) влагу из воздуха. Г. об­ладают смачиваемые водой (гидро­фильные; см. Гидрофильность и гидрофобность) материалы капиллярно-пористой структуры (напр., древе­сина), в тонких капиллярах к-рых происходит конденсация влаги (см. Капиллярная конденсация), а также хорошо растворимые в воде в-ва (по­варенная соль, сахар, концентриров. серная к-та), особенно хим. соеди­нения, образующие с водой кристал­логидраты. Кол-во поглощённой в-вом влаги (гигроскопич. влажность) воз­растает с увеличением влагосодержания воздуха и достигает максимума при относит. влажности 100%.

ГИДРАВЛИКА (от греч. hydor — вода и aulos — трубка), наука о за­конах движения и равновесия жид­костей и способах приложения этих законов к решению задач инженерной практики. В отличие от гидромеха­ники, в Г. устанавливают приближён­ные зависимости, ограничиваясь во мн. случаях рассмотрением одномерного движения и широко используя при этом эксперимент как в лабора­торных, так и в натурных условиях.

В Г. изучают движение капельных жидкостей, считая их обычно несжи­маемыми. Однако выводы Г. при­менимы и к газам в тех случаях, когда их плотность можно практически счи­тать постоянной. Рассматривая гл. обр. т. н. внутр. задачу, т. е. движение жидкости в тв. границах, Г. почти не касается вопроса о распределении силового воздействия на поверхность обтекаемых тел. Г. обычно разделяют на две части: теор. основы Г., где излагаются важнейшие положения уче­ния о равновесии и движении жид­костей, и практич. Г., где эти поло­жения применяются для решения частных вопросов инженерной прак­тики. Осн. разделы практич. Г.: те­чение по трубам (Г. трубопроводов), течение в каналах и реках (Г. откры­тых русел), истечение жидкости из отверстий и через водосливы, движе­ние в пористых средах (фильтрация). Во всех разделах Г. рассматривается как установившееся (стационарное), так и неустановившееся (нестацио­нарное) движение жидкости. При этом осн. исходными ур-ниями явл. Бер­нулли уравнение, неразрывности урав­нение и ф-лы для определения потерь напора.

В Г. трубопроводов рассматрива­ются способы определения размеров труб, необходимых для обеспечения заданного расхода жидкости при за­данных условиях и для решения ряда вопросов, возникающих при про­ектировании и строительстве трубо­проводов разл. назначения (водопро­воды, напорные трубопроводы гид­роэлектростанций, нефтепроводы и пр.); исследуется вопрос о распреде­лении скоростей в трубах, что имеет большое значение для расчётов теп­лопередачи, устройств пневматич. и гидравлич. транспорта, при измерении расходов и т. д. Теория неустановив­шегося движения в трубах использу­ется при исследовании явления гид­равлического удара.

В Г. открытых русел изучают те­чение воды в каналах и реках. Здесь рассматриваются способы определения глубины воды в каналах при заданном расходе и уклоне дна, применяемые при проектировании судоходных, оро­сит., гидроэнергетич. и др. каналов, при выправительных работах на реках и пр. При этом исследуют также вопрос о распределении скоростей по сечению

116

 

 

потока, что существенно для гидро­метрии, расчёта движения наносов и пр.

В разделах Г., посвящённых исте­чению жидкости из отверстий и через водосливы, приводятся расчётные за­висимости для определения необходи­мых размеров отверстий в разл. резер­вуарах, шлюзах, плотинах, водопро­пускных трубах и т. д., а также для определения скоростей истечения жид­костей и времени опорожнения резер­вуаров. Гидравлич. теория фильтра­ции даёт методы расчёта дебита и скорости течения жидкости в разл. условиях безнапорного и напорного потоков (фильтрация воды через пло­тины, фильтрация нефти, газа и воды в пластовых условиях, фильтрация из каналов, приток к грунтовым колод­цам и пр.). В Г. исследуется также движение наносов в открытых потоках и пульпы в трубах, методы гидравлич. измерений, моделирование гидравлич. явлений и нек-рые др. вопросы.

Практич. значение Г. возросло в связи с потребностями совр. техники в решении вопросов транспортировки разл. жидкостей и газов и др. про­блем, требующих учёта вязкости жид­костей, их неоднородности и т. п. Г. постепенно превращается в один из прикладных разделов общей науки о движении жидкостей — механики жидкости.

• Альтшуль А. Д., Киселев П. Г., Гидравлика и аэродинамика, 2 изд., М., 1975; Чугаев Р. Р., Гидравлика, 3 изд., Л., 1975; Емцев Б. Т., Техническая гидро­механика, М., 1978.

А. Д. Альтшуль.

ГИДРАВЛИЧЕСКИЙ УДАР, явление резкого изменения давления в жид­кости, вызванное быстрым (мгновен­ным) изменением скорости её течения в напорном трубопроводе (напр., при быстром перекрытии трубопровода за­порным устройством).

Увеличение давления при Г. у. определяется в соответствии с теорией Н. Е. Жуковского по ф-ле:

Dр=r(v₀-v₁)c,

где Ар — увеличение давления в Па, r — плотность жидкости в кг/м³, v₀ и v₁ — ср. скорости в трубопроводе до и после закрытия задвижки в м/с, с — скорость распространения удар­ной волны вдоль трубопровода. При абсолютно жёстких стенках с равна скорости звука а в жидкости (в воде «=1400 м/с). В трубах с упругими

стенками

где   D    и

б — диаметр и толщина стенок трубы, Е и e — модули упругости материала стенок трубы и жидкости. При очень большом увеличении давления Г. у. может вызвать аварии. Для их пре­дупреждения на трубопроводах уста­навливают предохранит. устройства (уравнительные резервуары, возд. кол­паки, вентили и др.).

• Жуковский Н. Е., О гидравличе­ском ударе в водопроводных трубах, М.—Л., 1949; Картвелишвили Н. А., Дина­мика напорных трубопроводов, М., 1979.

ГИДРАВЛИЧЕСКОЕ СОПРОТИВЛЕ­НИЕ, сопротивление движению жид­костей (и газов) по трубам, каналам и т. д.. обусловленное их вязкостью.

См. Гидродинамическое сопротивление.

ГИДРОАКУСТИКА (от греч. hydor— вода и акустика), раздел акустики, в к-ром с целью подводной локации, связи и т. п. изучается распростране­ние звук. волн в водной среде (в океанах, морях, озёрах и т. д.). Осо­бенность подводных звуков — их сла­бое затухание, вследствие чего под водой звук может распространяться на значительно большие расстояния, чем, напр., в воздухе. Так, в диапа­зоне частот 500—2000 Гц дальность распространения под водой звука ср. интенсивности достигает 15—20 км, а в диапазоне УЗ частот — 3—5 км. Звук мог бы распространяться и на значительно большие расстояния, од­нако в естеств. условиях, кроме за­тухания, обусловленного вязкостью воды, ослабление звука происходит за счёт рефракции звука и его рассеяния и поглощения разл. неоднородностями среды. Рефракция звука вызы­вается неоднородностью св-в воды, гл. обр. по вертикали, вследствие

Рис. 1. Рефракция звука в воде: а — летом; б — зимой; слева — изменение скорости с глубиной.

 

изменения с глубиной гидростатич. давления, солёности и темп-ры в результате неодинакового прогрева массы воды солнечными лучами. В ре­зультате скорость распространения звука изменяется с глубиной, причём закон изменения зависит от времени года (рис. 1), времени дня, глубины водоёма и ряда др. причин; напр., зимой дальность распространения зву­ка больше, чем летом. Из-за рефрак­ции образуются т. н. зоны тени (мёрт­вые зоны — рис. 1, а), т. е. области, расположенные недалеко от источника, в к-рых слышимость отсутствует.

Рефракция, однако, может приво­дить не только к уменьшению, но и к увеличению дальности распростране­ния звука (сверхдальнее рас­пространение звука под водой). На нек-рой глубине под по­верхностью воды находится слой, в к-ром звук распространяется с наи­меньшей скоростью; выше скорость звука увеличивается из-за повышения

темп-ры, а ниже — вследствие увели­чения гидростатич. давления с глу­биной. Этот слой представляет собой своеобразный подводный зву­ковой канал. Луч, отклонив­шийся от оси канала вверх или вниз, вследствие рефракции возвращается в него обратно (рис. 2). Если поме­стить источник и приёмник звука в этом слое, то даже звук ср. интен-

Рис. 2. Распространение звука в подводном звук. канале: а — изменение скорости зву­ка с глубиной; б — ход лучей в звук. кана­ле.

 

сивности (напр., звуки взрыва неболь­ших зарядов массой 1—2 кг) может быть зарегистрирован на расстояниях в сотни и тысячи км.

На распространение звука высокой частоты, в частности ультразвука, когда длины волн очень малы, ока­зывают влияние мелкие неоднород­ности, обычно имеющиеся в естеств. водоёмах: микроорганизмы, пузырьки газов и т. д. Они поглощают и рассеи­вают энергию звук. волн. В резуль­тате с повышением частоты звук. ко­лебаний дальность их распростране­ния сокращается. Особенно сильно этот эффект заметен в поверхностном слое воды, где больше всего неоднородностей. Рассеяние звука неоднородностями, а также неровностями поверхности воды и дна вызывает явление подводной реверберации, к-рая явл. значит. помехой для ряда практич. применений Г., в частности для гидролокации. Пределы дальности рас­пространения подводного звука лими­тируются также т. н. собств. шумами моря, с одной стороны, возникающими от ударов волн на поверхности воды, от морского прибоя, от шума перека­тываемой гальки и т. п., а с другой стороны, связанными с морской фау­ной (звуки, производимые рыбами и др. морскими животными).

Г. получила широкое практич. при­менение, т. к. никакие виды эл.-магн. волн, включая и световые, не распро­страняются в воде (вследствие её значит. электропроводности) на сколь­ко-нибудь значит. расстояния, по­этому звук явл. единств. возможным средством получения информации и средством связи под водой. Для этих целей пользуются как звук. частотами от 300 до 16 000 Гц, так и ультразву­ковыми от 16 000 Гц и выше. Наи­более широко в Г. применяются эхо­лоты и гидролокаторы, к-рыми поль­зуются для навигац. целей (плавание вблизи скал, рифов и др.), для рыбо­промысловой разведки, поисковых ра­бот, для решения военных задач (по-

117

 

 

иски подводных лодок противника, бесперископная торпедная атака и т. д.). Пассивным средством подвод­ного наблюдения служит шумопелен­гатор.

• Бреховских Л. М., Волны в сло­истых средах, М., 1957; Подводная акустика, пер. с англ., т. 1—2, М., 1965—70; С т а ш к е в и ч А. П., Акустика моря, Л., 1986; Толстой И., К л е й К. С., Акустика океана, пер. с англ., М., 1969.

Р. Ф. Швачко.

ГИДРОАЭРОМЕХАНИКА (от греч. hydor — вода, aer — воздух и механи­ка), раздел механики, посвящённый изучению равновесия и движения жидких и газообразных сред и их вз-ствия между собой и обтекаемыми ими тв. телами.

Развитие Г. протекало в тесной связи с запросами практики — море­плавания и военного дела. Ещё в 3 в. до н. э. были открыты законы гид­ростатики, послужившие основой тео­рии равновесия жидкости и плавания тел. Законы сопротивления, опреде­лявшие силы, действующие на тело при его движении в жидкости (в т. ч. из-за вязкости) и впервые теоретически сформулированные И. Ньютоном (1687), открыли путь для создания теор. гидродинамики. Ур-ния дви­жения идеальной жидкости (Эйлера уравнения гидродинамики) позволяют решить мн. задачи Г. аналитич. ме­тодами и в ряде случаев дают пра­вильное представление об общей кар­тине движения жидкостей и газов. Но движение реальных сплошных сред, обладающих вязкостью и теп­лопроводностью, подчиняется более сложным Навье — Стокса уравнениям, решение к-рых в общем виде представ­ляет большие трудности. Поэтому главную роль при получении практич. результатов продолжает играть предложенная нем. учёным Л. Прандтлем теория пограничного слоя, согласно к-рой всё действие вязкости и тепло­проводности сказывается лишь в тон­ком слое жидкости или газа, примы­кающем к обтекаемой поверхности. Вне этого слоя течение описывается ур-ниями идеальной жидкости, а внут­ри него — ур-ниями Навье — Стокса, преобразующимися в более простые ур-ния, поддающиеся аналитич. или численному решению.

Такой приём разделения течения па невязкую и вязкую части применим и к изучению движения сжимаемых сплош­ных сред (газов), легко изменяющих свой объём, а следовательно и плот­ность, под действием сил давления или при изменении темп-ры (в отличие от несжимаемых жидкостей). Раздел Г., в к-ром изучается движение сжи­маемых сплошных сред, наз. газовой динамикой.

Создание воздушно-реактивных дви­гателей, ракетных двигателей на жид­ком и твёрдом топливе, наступление эры косм. полётов, увеличение скоростей атомных подводных лодок, появление мировой службы погоды с использованием ИСЗ и др. элементы техн. и науч. прогресса 20 в. подняли значение Г.

Совр. Г.— разветвлённая наука, со­стоящая из мн. разделов и тесно свя­занная с др. науками, прежде всего с физикой, математикой и химией. Движение несжимаемых жидкостей изучается в гидродинамике, а газов и их смесей, в т. ч. воздуха,— в га­зовой динамике и аэродинамике. Раз­делами Г. явл. теория фильтрации и теория волн. движения жидкости. Техн. приложения Г. изучаются в гидравлике и прикладной газовой ди­намике, а приложения законов Г. к изучению климата и погоды иссле­дуются в динамич. метеорологии.

Методами Г. решаются самые раз­нообразные техн. задачи во мн. об­ластях науки и техники: в авиации, артиллерии и ракетостроении, ко­раблестроении и энергомашинострое­нии, при добыче нефти и газа и строи­тельстве нефте- и газопроводов, при создании хим. аппаратов и в метал­лургии, при изучении биол. процессов (дыхание, кровообращение), в гидротехн. строительстве, в теории го­рения, в метеорологии и гляциологии, в исследованиях загрязнения окружа­ющей среды и т. д.

Первая осн. задача Г.— определе­ние сил, действующих на движущиеся в жидкости или газе тв. тела и их элементы, и определение наивыгод­нейшей формы тел. Знание этих сил даёт возможность найти потребную мощность двигателей, приводящих те­ло в движение, и законы движения тел. Вторая осн. задача — профили­рование (определение наивыгоднейшей формы) проточных каналов разл. га­зовых и жидкостных машин: реактив­ных двигателей самолётов и ракет, газовых, водяных и паровых турбин электростанций, центробежных и осе­вых компрессоров и насосов и др. Третья задача состоит в определении параметров газа или жидкости вблизи поверхности тв. тел для учёта сило­вого, теплового и физ.-хим. воздей­ствия на них со стороны потока газа или жидкости. Эта задача относится как к обтеканию тел жидкостью или газом, так и к течению жидкостей и газов внутри каналов разной формы. Четвёртой задачей явл. исследование движения воздуха в атмосфере и воды в морях и океанах, к-рое произво­дится в геофизике (метеорология, фи­зика моря) с помощью методов и ур-ний Г. К ней примыкают задачи о распро­странении взрывных и ударных волн и струй реактивных двигателей в воздухе и воде.

Решение практич. задач Г. в разл. отраслях техники производится как эксперим. методами, базирующимися на подобия теории, так и расчётно-теор. методами. Совр. техника прихо­дит к таким областям параметров

невозможно создать условия для пол­ного эксперим. исследования течения на моделях. Тогда в эксперименте производится частичное моделирование, т. е. исследуются отдельные физ. явления в движущемся газе или жид­кости, имеющие место в действитель­ном течении, определяется физ. модель течения и находятся необходимые эксперим. зависимости между характер­ными физ. параметрами. Теор. ме­тоды, основанные на точных или приближённых ур-ниях, описываю­щих течение, позволяют объединить, используя данные эксперимента, все существенные физ. явления, имеющие место в движущемся газе или жидко­сти, и найти параметры течения с учётом всех этих явлений для данной конкретной задачи. Теор. методы стали значительно эффективней с появле­нием быстродействующих ЭВМ. При­менение ЭВМ для решения задач Г. изменило и методы их решения. При использовании ЭВМ решение произ­водится часто прямым интегрирова­нием исходной системы ур-ний, опи­сывающей движение жидкости или газа и все физ. процессы, сопровож­дающие это движение.

• Седов Л. И., Механика сплошной сре­ды, 3 изд., т. 1—2, М., 1976; Л о й ц я н с к и й Л. Г., Механика жидкости и газа, 5 изд., М., 1978; Прандтль Л., Гидроаэ­ромеханика, пер. с нем., М., 1949.

С. Л. Вишневецкий.

ГИДРОДИНАМИКА (от греч. hydor — вода и динамика), раздел гид­роаэромеханики, в к-ром изучается движение несжимаемых жидкостей и их вз-ствие с тв. телами. Г.— исто­рически наиболее ранний и сильно развитый раздел механики жидкостей и газов, поэтому иногда Г. не вполне правомерно наз. всю гидроаэроме­ханику или относят к Г. проблемы, составляющие предмет газовой дина­мики, где изучается движение сжи­маемых сред.

Физ. св-вами жидкостей, лежащими в основе построения теор. моделей, явл. непрерывность, или сплошность, т. е. непрерывное распределение в пр-ве физ. параметров, характеризу­ющих жидкость, и лёгкая подвиж­ность, или текучесть, т. е. слабое противодействие жидкостей даже сколь угодно малым силам, вызывающим относит. скольжение ч-ц жидкости. В то же время большинство жидкостей оказывает значит. сопротивление сжа­тию, и они практически не изменяют свой объём под действием всесторон­них сил давления, нормальных к поверхности, ограничивающей рассмат­риваемый объём. В теор. Г. для опи­сания движения несжимаемой жид­кости, обладающей сплошностью и текучестью, а также вязкостью, ха­рактеризующей внутр. трение в жид­кости, пользуются неразрывности урав­нением и Навье — Стокса уравнения­ми, к-рые явл. следствием применения законов сохранения массы и кол-ва движения к элем. объёму жидкости. Решение этих ур-ний в общем случае

118

 

 

сложно и может быть доведено до конца лишь в отдельных частных слу­чаях и при след. упрощающих пред­положениях: отсутствие вязкости (иде­альная жидкость — см. Эйлера урав­нения гидродинамики), малая вяз­кость (воздух, вода), безвихревое, или потенциальное течение, устано­вившееся, плоское, осесимметричное, одномерное движение (уменьшение чис­ла независимых переменных соотв. до трёх — х, у, z или х, у, t, двух — х, у или х, t и одной — х). В случае турбулентного течения, характери­зуемого интенсивным перемешиванием отдельных элем. объёмов жидкости и связанным с этим переносом массы, кол-ва движения и кол-ва теплоты, пользуются моделью «осреднённого» по времени движения, что позволяет описать осн. черты турбулентного течения жидкости и решать приклад­ные задачи. В этом, как и в др. слу­чаях решения задач Г., широко при­меняется гидродинамич. эксперимент, основанный на подобия теории и использующий подобия критерии. Ме­тоды Г. позволяют рассчитать ско­рость, давление и др. параметры жид­кости в любой точке занятого жидко­стью пр-ва в любой момент времени. Это даёт возможность определить силы давления и трения, действующие на движущееся в жидкости тело или на стенки канала (русла), являющиеся границами для движущегося потока жидкости.

Разделами Г., как составной части гидроаэромеханики, явл. теория филь­трации, теория волновых движений жидкости, теория вихрей, теория ка­витации, теория глиссирования. Рав­новесие плавающих тел, составляющее основу теории корабля, рассматри­вается в гидростатике. Движение электропроводных жидкостей в при­сутствии магн. нолей изучает маг­нитная гидродинамика. Методы Г. позволяют успешно решать задачи гидравлики, гидрологии, гидротехни­ки, расчёта гидротурбин, насосов, трубопроводов и др.

• Л а м б Г., Гидродинамика, пер. с англ., М.— Л., 1947; Б и р к г о ф Г., Гидроди­намика, пер. с англ., М., 1963; С е д о в Л. И., Плоские задачи гидродинамики и аэроди­намики, 2 изд., М., 1966; его же, Механика сплошной среды, 3 изд., т. 1—2, М., 1976; Лойцянский Л. Г., Механика жид­кости и. газа, 5 изд., М., 1978.

С. Л, Вишневецкий.

ГИДРОДИНАМИЧЕСКИЙ ИЗЛУЧА­ТЕЛЬ, устройство, преобразующее часть энергии турбулентной затоплен­ной струи жидкости в энергию акустич. волн. Работа Г. и. основана на генерировании возмущений в жидкой среде при вз-ствии вытекающей из сопла струи с препятствием определён­ных формы и размеров либо при принудительном периодич. прерыва­нии струи. Эти возмущения оказывают обратное действие на основание струи у сопла, способствуя установлению автоколебат. режима. Механизм из­лучения звука может быть различным в зависимости от конструкции Г. и.,

к-рая принципиально отличается от конструкций газоструйных излучате­лей, т. к., во-первых, вытекание жид­кости из сопла со сверхзвук. скоро­стью осуществить невозможно, а во-вторых, использование резонирующе­го объёма для Г. и. неэффективно ввиду относительно невысокого коэфф. отражения звука на границе жид­кость — металл.

Наибольшее распространение полу­чили  пластинчатые  Г.   и.,  состоящие из погруженных в жидкость прямо­угольного щелевого сопла (рис. 1) и заострённой в сторону струи пла­стинки, к-рая крепится в узловых точках (рис. 1, а) либо консольно (рис. 1, б).

Рис. 1. Принципиальная конструкция плас­тинчатых гидродинамич. излучателей с креп­лением пластинки: о — в узловых точках; б — консольно; 1 — сопло; 2 — пластинка; 3 — точки крепления (узлы колебаний).

 

При натекании на пластин­ку потока жидкости в ней возбужда­ются изгибные колебания. Для гене­рирования интенсивных колебаний не­обходимо, чтобы собств. частота пла­стинки и частота автоколебаний струи совпадали. В другой модификации Г. и. используется кольцевое щелевое сопло, образованное двумя конич. поверхностями, а колеблющимся пре­пятствием служит полый цилиндр, к-рый разрезан вдоль образующих, так что создаётся система располо­женных по окружности консольных пластин.

Рис. 2. Конструкция пластинчатого гидро­динамич. излучателя с кольцевым соплом 1 и расположенными по окружности консоль­ными пластинками 2 (D — диаметр цилинд­ра, d — диаметр отверстия в его дне).

 

 

Излучение Г. и. возможно также за счёт пульсации кавитац. полости, об­разующейся между соплом и препят­ствием. В этом случае интенсивность колебаний определяется соотношением диаметра сопла и диаметра лунки на торце отражателя. Существуют также роторные Г. и., работа к-рых подобна работе сирен и сводится к периодич. прерыванию струи жидкости.

Г. и. излучают акустич. колебания в широком частотном диапазоне — от 0,3 до 35 кГц с макс. интенсивно­стью порядка 1,5—2,5 Вт/см². Г. и.

применяются для интенсификации разл. технол. процессов: приготов­ления высококачеств. эмульсий из несмешивающихся друг с другом жид­костей, диспергирования тв. ч-ц в жидкостях, ускорения процессов кри­сталлизации в р-рах, расщепления молекул полимеров, очистки стального литья после прокатки и т. д.

• Константинов Б. П., Гидродина­мическое звукообразование и распростра­нение звука в ограниченной среде, Л., 1974; Ультразвук, М., 1979 (Маленькая энцикло­педия).

А. Ф. Назаренко.

ГИДРОДИНАМИЧЕСКОЕ СОПРО­ТИВЛЕНИЕ (гидравлическое сопро­тивление), сопротивление движению тела со стороны обтекающей его жид­кости или сопротивление движению жидкости, вызванное влиянием стенок труб, каналов и т. д. При обтекании неподвижного тела потоком жидко­сти (газа) или, наоборот, когда тело движется в неподвижной среде, Г. с. представляет собой проекцию гл. век­тора всех действующих на тело сил на направление движения. Г. с.

Х=С_x (rv²/2)S,     где         r — плотность

среды, v — скорость, S — характер­ная для данного тела площадь. Г. с, летат. аппаратов наз. аэродинамиче­ским сопротивлением.

Безразмерный коэфф. Г. с. С_x за­висит от формы тела, его положения относительно направления движения и подобия критериев. Силу, с к-рой жидкость действует на каждый эле­мент поверхности движущегося тела, можно разложить на нормальную и касат. составляющие, т. е. на силу давления и силу трения. Проекция результирующей всех сил давления на направление движения даёт Г. с. давления, а проекция результирую­щей всех сил трения на направление движения — Г. с. трения. Тела, у к-рых сопротивление от сил давления мало по сравнению с сопротивлением от сил трения, считаются хорошо обтекаемыми. Г. с. плохо обтекаемых тел определяется почти полностью сопротивлением давления. При дви­жении тел вблизи поверхности раз­дела двух сред образуются волны, в результате чего возникает волновое сопротивление.

При протекании жидкости по тру­бам, каналам и т. д. в гидравлике различают два вида Г. с.: сопротив­ление трения, прямо пропорц. длине участка потока, и местные гидравлич. сопротивления, связанные с измене­нием структуры потока (отрывы, вихреобразование) на коротком участке при обтекании разл. препятствий (в виде клапанов, задвижек и др.), а также при внезапном расширении или сужении потока или при изменении направления его течения. В гидрав­лич. расчётах Г. с. оценивается ве­личиной «потерянного» напора h_v, представляющего собой ту часть уд.

119

 

 

энергии потока, к-рая необратимо расходуется на работу сил сопротив­ления.

Определение величины Г. с. имеет большое значение при проектировании и постройке самых разнообразных гидротехн. сооружений, установок и аппаратов (турбинные установки, воздухо- и газоочистит. аппараты, газо-, нефте- и водопроводные магистрали, компрессоры, насосы и т. д.).

• Идельчик И. Е., Справочник по гид­равлическим сопротивлениям, 2 изд., М., 1975.

ГИДРОЛОКАТОР, гидроакустич. уст­ройство для определения положения подводных объектов при помощи звук. сигналов. Существуют разл. прин­ципы действия Г. (см. Гидролокация),

Блок-схема гидролокатора.

 

но наиб. распространены импульсные Г. (рис.). Излучение импульса аку­стического на фиксированной звук. или ультразвук. частоте и приём отражённого от лоцируемого объекта эхо-импульса в таком Г. произво­дится посредством направленной приёмно-излучающей гидроакустич. ан­тенны 3, состоящей из набора электро­акустических преобразователей и рас­положенной в обтекателе 1, прикреп­лённом к днищу корабля 2. Поворот­ное устройство позволяет устанавли­вать антенну в произвольном положе­нии в горизонт. плоскости и произво­дить поиск по азимуту. Реле при­ёма — передачи 4 подключает антенну поочерёдно к передающему 5 и при­ёмному 6 трактам. В режиме излу­чения электрич. импульс, сформиро­ванный в модуляторе 9 (куда подаётся сигнал звук. или ультразвук. ча­стоты от генератора 8 и видеоимпульс от формирователя 7), после усиления в усилителе мощности 10 поступает на преобразователи антенны, к-рые из­лучают в воду акустич. сигнал дли­тельностью 10—100 мс. В режиме приёма отражённые звук. сигналы, принятые преобразователем 3, уси­ливаются приёмным усилителем 11 и подаются на блок слухового конт­роля 12 и одновременно после детек­тора 13 — на электронно-лучевой ин­дикатор 14 и регистратор 15. При равномерном движении цели отметки

на ленте регистратора, соответствую­щие последовательным отражениям, располагаются на прямолинейной «трассе»; по наклону этой прямой можно определить скорость движения цели. Определение скорости цели по единичной посылке производится на основе Доплера эффекта с помощью дополнит. тракта 16. Для согласо­вания динамич. диапазонов принима­емых сигналов и регистрирующей аппаратуры служит блок регулиров­ки 17.

По способу обзора пр-ва различают Г. шагового поиска, секторного по­иска и кругового обзора. При шаго­вом поиске и пеленговании антенна Г. поворачивается в горизонт. пло­скости на угол 2,5—15°. При сектор­ном поиске акустич. энергия излуча­ется в определ. секторе, а приём и пеленгование производятся путём бы­строго сканирования в пределах этого сектора. При круговом обзоре ис­пользуется ненаправленное излуче­ние и направленный приём при по­мощи антенны с веерной хар-кой направленности; это обеспечивает об­наружение и пеленгование всех окру­жающих Г. объектов. ГИДРОЛОКАЦИЯ (от греч. hydor — вода и лат. locatio — размещение), определение положения подводных объектов при помощи акустич. сигна­лов, излучаемых самими объектами (пассивная локация) или возникаю­щих в результате отражения от под­водных объектов искусственно созда­ваемых звук. сигналов (активная ло­кация). Г. имеет большое значение в навигации для обнаружения невиди­мых подводных препятствий, в рыбном промысле для обнаружения косяков и отд. крупных рыб, в океанологии как инструмент исследования физ. св-в океана, картографирования мор­ского дна, поиска затонувших судов и т. п. Г. применяется также в военных целях для обнаружения подводных лодок, надводных кораблей и др. и наблюдения за ними, для определения координат целей при применении тор­педного и ракетного оружия.

При пассивной локации (шумопеленгации) с помощью шумопелен­гатора определяют направление на источник звука (пеленг источника), пользуясь звук. полем, создаваемым самим источником. При этом приме­няют разл. методы: поворачивают при­ёмную акустич. антенну с острой на­правленностью до положения, в к-ром принятый сигнал имеет макс. интен­сивность (т. н. макс. метод пеленго­вания); измеряют разность фаз между сигналами на выходе двух разнесён­ных в пр-ве антенн (фазовый метод); определяют относит. разницу во вре­мени приёма сигналов двумя разнесён­ными антеннами посредством измере­ния взаимной корреляции (корреляц. метод), а также путём комбинации этих методов. Расстояние до объекта определяют по двум или неск. пе­ленгам, полученным неск. приёмными

системами, разнесёнными на расстоя­ния, сравнимые с расстоянием до лоцируемого объекта (метод триангу­ляции); так определяется не только положение шумящего объекта, но и траектория его движения. Системы пассивной Г. применяются гл. обр. для гидроакустич. оснащения под­водных лодок и надводных кораблей. Пассивной Г. пользуются также при обнаружении подводных шумящих объектов с помощью распределённых береговых и донных систем звукопри­ёмников, данные от к-рых по подвод­ному кабелю передаются на береговые системы обработки, а также с помощью системы гидроакустич. радиобуев, ин­формация от к-рых принимается по радиоканалу спец. самолётами, кур­сирующими в районе плавания буёв.

Если источник звука излучает ко­роткий звук. импульс, то положение источника можно определить по раз­ностям времён прихода импульсов, принятых ненаправленными приём­никами в трёх или более разнесённых по пр-ву пунктах. Таким способом определения местоположения источ­ников пользуются в береговой системе дальнего обнаружения судов, терпя­щих бедствие в открытом океане (си­стема СОФАР); источником звука при этом служит взрыв заряда, погружа­емого на определ. глубину.

Системы активной Г. основаны на явлении звук. эха (рис. 1) и разли­чаются методами модуляции (см. модуляция колебаний) посылаемого сиг­нала и способами обзора пр-ва.

Рис. 1. Принцип работы гидролокатора: 1 — излучатель; 2 — приёмник; 3 — отражающее тело.

 

Для определения дальности объекта чаще всего пользуются амплитудной и ча­стотной модуляциями сигнала. При амплитудной импульсной модуляции расстояние R до цели находится по времени запаздывания t₀ отражённого импульса: R=ct₀/2, где с — скорость распространения звука в среде. При частотной модуляции частота / из­лучаемого сигнала меняется со вре­менем t по линейному закону f(t)=f₀+gt, где t₀ и g — постоянные на­чальная частота и скорость изме­нения частоты. Отражённый сигнал, принятый приёмником 3 (рис. 2, а), отличается по частоте от сигнала, излучаемого в данный момент (рис. 2, б), т. к. принятый сигнал (рис. 2, в) представляет собой задержанную на время t_c копию посланного сигнала, а частота излучаемого сигнала за

120

 

 

время t_с изменилась согласно приве­дённой ф-ле. Для неподвижной цели разность частот постоянна и равна: f_- =gt_с (рис. 2, г). Выделив разност­ную частоту, определяют расстояние до цели R=сf_-/2g. Аналогична схема действия гидролокатора с шумовым излучением и корреляц. обработкой сигнала.

Осн. хар-кой гидролокаторов явл. дальность обнаружения, к-рая зави­сит от мощности излучаемого сигнала, от уровня акустич. помех и от условий распространения звука в водной сре­де. Её обычно определяют по вели­чине т. н. порогового сигнала, т. е. сигнала мин. интенсивности, ещё раз­личимого на фоне помех.

 

 

 

 

Рис. 2. а — блок-схема гидролокатора с час­тотной модуляцией: 1 — генератор, 2 — из­лучатель, 3 — приёмник, 4 — усилитель, 5 — смеситель, 6 — детектор, 7 — фильтр; б — посланный сигнал; в — принятый сигнал; г — принятый сигнал для неподвижной цели.

 

Наряду с помехами на дальность обнаружения оказывает влияние ре­фракция звука, имеющая место в сложных гидрол. условиях. Совр. гидролокаторы способны обнаружи­вать большие отражающие объекты в среднем на расстоянии неск. км.

• Сташкевич А. П., Акустика моря, Л., 1966; Тюрин А. М., С т а ш к е в и ч А. П., Таранов Э. С., Основы гидроакустики, Л., 1966.

Б. Ф. Курьянов.

ГИДРОМЕХАНИКА (от греч. hydor — вода и механика), раздел механики, в к-ром изучается движение и равнове­сие практически несжимаемых жид­костей. Соотв. подразделяется на гид­родинамику и гидростатику. Часто под термином «Г.» подразумевают гидроаэромеханику в целом.

ГИДРОСТАТИКА (от греч. hydor — вода и статика), раздел гидроаэромеханики, в к-ром изучается равновесие жидкости и воздействие покоящейся жидкости на погружённые в неё тела. Одна из осн. задач Г.— изучение рас­пределения давления в жидкости. Зная распределение давления, можно на основании законов Г. рассчитать си­лы, действующие со стороны покоя­щейся жидкости на погружённые в неё тела, напр. на подводную лодку, на стенки и дно сосуда, на стену пло­тины. В частности, можно вывести условия плавания тел на поверхности или внутри жидкости, а также вы­яснить, при каких условиях плава­ющие тела будут обладать устойчи­востью, что особенно важно в кораб­лестроении. На законах Г., в част­ности на Паскаля законе, основано действие гидравлич. пресса, гидравлнч. аккумулятора, жидкостного манометра, сифона и мн. др. машин и приборов. Один из осн. законов Г.— Архимеда закон определяет величину выталкивающей силы, действующей на тело, погружённое в жидкость или газ.

• Элементарный   учебник физики, под ред. С. Ландсберга,  9  изд.,  М.,   1975;    X а й к и н С.  Э.,   Физические  основы  механики, 2 изд., М.,  1971.

ГИДРОСТАТИЧЕСКИЙ ПАРАДОКС, заключается в том, что вес жидкости, налитой в сосуд, может отличаться от силы давления, оказываемой ею на дно сосуда. Так, в расширяющихся кверху сосудах (рис.) сила давления на дно меньше веса жидкости, а в суживающихся — больше. В цилиндрич. сосуде обе силы одинаковы. Если одна и та же жидкость налита до одной и той же высоты в сосуды раз­ной формы, но с одинаковой площадью дна, то, несмотря на разл. вес нали­той жидкости, сила давления на дно одинакова для всех сосудов и равна весу жидкости в цилиндрич. сосуде.

Это следует из того, что давление покоящейся жидкости зависит только от глубины под свободной поверхно­стью и от плотности жидкости. Объ­ясняется Г. п. тем, что поскольку гидростатич. давление р всегда нор­мально к стенкам сосуда, сила дав­ления на наклонные стенки имеет вертик. составляющую р₁, к-рая ком­пенсирует вес излишнего по сравнению с цилиндром 1 объёма жидкости в сосуде 3 и вес недостающего объёма жидкости в сосуде 2. Г. п. обнаружен франц. учёным Б. Паскалем (1654).

ГИДРОСТАТИЧЕСКОЕ ВЗВЕШИВА­НИЕ, метод измерения плотности жид­костей и тв. тел, основанный на законе Архимеда (см. Архимеда закон). Плот­ность тв. тела определяют его дву­кратным взвешиванием — сначала в воздухе, а затем в жидкости, плот­ность к-рой известна (обычно в дистиллиров. воде).

Гидростатич. весы ВГ-2: 1 — неравноплечное коромысло; 2 — шкала в виде попереч­ных надрезов для гирь; 3 — неподвижный противовес; 4 — шкала указателя равнове­сия; 5 —стеклянный поплавок; 6 — гири-рей­теры; 7 — сосуд с жидкостью; 8 — термометр; 9 — двойная чашка для помещения тв. тел (верхняя а — сплошная, нижняя б — с от­верстиями, её погружают в воду).

 

При первом взве­шивании определяется масса тела, по разности результатов обоих взвеши­ваний — его объём. При измерении плотности жидкости в ней взвешивают к.-н. тело (обычно стеклянный по­плавок), масса и объём к-рого извест­ны. Г. в., в зависимости от требуемой точности, производят на техн., аналитич. или образцовых весах. При массовых измерениях широко при­меняют менее точные, но более быст­родействующие спец. гидростатич. ве­сы, напр. весы Мора (их конструкцию предложил в 1849 нем. химик К. Ф. Мор).

• К и в и л и с С. С., Техника измерения плотности жидкостей и твердых тел., М., 1959, гл. 4.

С. С. Кивилис.

ГИДРОФИЛЬНОСТЬ И ГИДРОФОБНОСТЬ (от греч. hydor — вода, phileo — люблю, phobos — боязнь, страх), понятия, характеризующие сродство тв. тела к воде, обусловленное силами межмолекулярного взаимодействия и обнаруживающееся в явлениях смачи­вания. Г. и г.— частный случай лиофильности и лиофобности — хар-к мол. вз-ствия в-в с разл. жидкостями. Г. и г. можно оценить по растеканию капли воды на гладкой поверхности тела, т. е. по его смачиванию. На гидро­фильной поверхности капля расте­кается полностью, а на гидрофоб­ной — частично, причём величина уг­ла между поверхностями капли и тв. тела (см. рис. 1 в ст. Смачивание) зависит от того, насколько данное тело гидрофобно. Общей мерой гидрофильности служит энергия связи молекул воды с поверхностью тела; её можно определить по теплоте сма­чивания, если в-во тв. тела нераст­воримо в данной жидкости. Гидро­фильны все тела, интенсивность моле­кулярных (атомных, ионных) вз-ствий к-рых достаточно велика. Особенно резко выражена гидрофильность ми­нералов с ионными крист. решётками (напр., карбонатов, силикатов, суль­фатов, глин), а также силикатных стёкол. Гидрофобны металлы, лишён­ные окисных плёнок, органич. соеди­нения с преобладанием углеводород­ных групп в молекуле (напр., пара­фины, жиры, воски, нек-рые пласт­массы), графит, сера и др. в-ва со слабым межмолекулярным взаимодей­ствием.

Понятия Г. и г. применимы не только к телам или их поверхностям, но и к единичным молекулам или отд. частям молекул. Так, в молекулах поверхностно-активных веществ раз­личают гидрофильные (полярные) и гидрофобные (углеводородные) груп­пы. Гидрофильность поверхности тела может резко измениться в результате адсорбции таких в-в. Повышение гидрофильности наз. г и д р о ф и л и з а ц и е й,  а понижение — г и д р о ф о б и з а ц и е й.

121

 

 

В-ва могут быть отнесены к гидро­фильным или гидрофобным по их способности к гидратации — присо­единению отд. молекулами в-ва молекул воды, к-рое часто приводит к образо­ванию соединений определ. состава — гидратов. Напр., белки, углеводы, крахмал — гидрофильны, т. к. на­бухают и коллоидно растворяются в воде, а каучуки и др. полимеры — гидрофобны.

ГИДРОФОН (от греч. hydor — вода и phone — звук), гидроакустич. зву­коприёмник. Г. явл. электроакусти­ческими преобразователями и приме­няются в гидроакустике для прослу­шивания подводных сигналов и шу­мов, для измерит. целей, а также как составные элементы направленных гид­роакустич. антенн. Наиболее распро­странены Г., основанные на пьезоэлектрич. эффекте; используются так­же Г. электродинамич. и магнитострикц. типа. Принимаются спец. меры по обеспечению герметичности и защиты чувствит. элементов от дей­ствия гидростатич. давления и дей­ствия воды.

Пьезоэлектрич. Г. основан на пря­мом пьезоэффекте (см. Пьезоэлектри­чество) нек-рых кристаллов (сегнетова соль, дигидрофосфат аммония, суль­фат лития и др.). Широко использу­ются пьезокерамика и керамики на основе титаната-цирконата свинца. Чувствит. элементы пьезоэлектрич. Г. изготовляют в виде полых цилиндров или сфер из пьезокерамики или в виде набора пьезоэлектрич. пластинок. Магнитострикц. Г. основаны на об­ратном магнитострикц. эффекте (см. Магнитострикция) нек-рых металлов (в осн. Ni и его сплавов). Для избе­жания потерь на вихревые токи их чувствит. элементы (сердечники) изго­товляют, как правило, из тонких пластин.

Г., предназначенные для измерит. целей, должны быть ненаправленными и обладать ровной частотной хар-кой во всей области исследуемых частот. Для этой цели удобно пользоваться малыми по сравнению с длиной волны полыми сферич. приёмниками из пье­зокерамики, совершающими сфериче­ски симметричные колебания.

Одна из важнейших хар-к Г.— чувствительность (в мкВ/Па), отно­шение электрич. напряжения к звук. давлению. Для увеличения чувстви­тельности (а также устранения шун­тирующего действия кабеля) пользу­ются Г. с предварит. усилителями, к-рые монтируются в одном корпусе с приёмником.

• Т ю р и н А. М., С т а ш к е в и ч А. П., Таранов Э. С., Основы гидроакустики, Л., 1966.

ГИЛЬБЕРТ (Гб, Gb), единица магнито­движущей силы или разности магн. потенциалов в системах ед. СГС (сим­метричной, или Гауссовой) и СГСМ. Названа в честь англ. физика У. Гильберта (Гилберт, W. Gilbert). 1Гб=10/4pА»0,796А.

ГИПЕРЗАРЯД (Y), одна из хар-к адронов, равная удвоенному ср. элект­рич. заряду ч-цы в изотопич. мульти­плете (см. Изотопическая инвариант­ность). Электрич. заряд Q ч-цы муль­типлета определяется ф-лой Гелл-Мана — Нишиджимы: Q=I₃+Y/2, где I₃ — третья проекция изотопич. спина ч-цы. Г. выражается через дру­гие квант. числа адрона — барионный заряд, странность, «очарование», «кра­соту». См. Элементарные частицы.

ГИПЕРЗВУК, высокочастотная часть спектра упругих волн — от 10⁹ до 10¹²—10¹³ Гц. По физ. природе Г. ничем не отличается от ультразвука, частоты к-рого простираются от 2•10⁴ до 10⁹ Гц. Однако благодаря более высоким частотам и, следовательно, меньшим, чем в области УЗ, длинам волн значительно более существенны­ми становятся вз-ствия Г. с квазича­стицами в среде — с эл-нами проводи­мости, тепловыми фононами, магнонами и др. Г. также часто представляют как поток квазичастиц — фононов.

Область частот Г. соответствует частотам эл.-магн. колебаний деци­метрового, сантиметрового и милли­метрового диапазонов (т. н. сверхвы­соким частотам — СВЧ). Частоте 10⁹ Гц в воздухе при норм. атм. дав­лении и комнатной темп-ре должна соответствовать длина волны Г. 3,4•10^{-5 см, т. е. одного порядка с дли­ной свободного пробега молекул в воздухе при этих условиях. Однако упругие волны могут распространять­ся в среде до тех пор, пока их длины заметно больше длины свободного пробега ч-ц в газах или больше межат. расстояний в жидкостях и тв. телах. Поэтому в газах (в частности, в воз­духе) при норм. атм. давлении ги­перзвук. волны распространяться не могут. В жидкостях затухание Г. очень велико, и дальность распро­странения мала. Сравнительно хорошо Г. распространяется в тв. телах — монокристаллах, гл. обр. при низких темп-}pax. Так, напр., даже в моно­кристалле кварца, отличающемся ма­лым затуханием в нём упругих волн, продольная гиперзвук. волна с ча­стотой 1,5•10⁹ Гц, распространяющая­ся вдоль оси кристалла при комнатной темп-ре, ослабляется по амплитуде в два раза, пройдя расстояние всего в 1 см. В монокристаллах сапфира, ниобата лития, железоиттриевого гра­ната затухание Г. значительно мень­ше, чем в кварце. Напр., в ниобате лития Г. ослабляется в два раза на расстоянии 15 см.

Природа гиперзвука. Существует Г. теплового происхождения и искусст­венно возбуждаемый. Тепловые ко­лебания атомов или ионов, состав­ляющих крист. решётку, можно рас­сматривать как тепловой шум — со­вокупность продольных и поперечных плоских упругих волн самых разл. частот, распространяющихся по всем

направлениям (см. Колебания кри­сталлической решётки). Эти волны при частотах 10⁹—10¹³ Гц наз. Г. теплового происхождения, или теп­ловыми фононами. Тепловые фононы в кристалле имеют широкий спектр частот, тогда как искусственно по­лучаемый когерентный Г. может иметь узкую спектр. линию на к.-н. определ. частоте. В жидкостях флуктуации плотности, вызываемые тепловым дви­жением молекул, удобно представить как результат наложения плоских упругих волн, распространяющихся во всех направлениях. Т. о., тепловое движение непрерывно «генерирует» Г. как в тв. телах, так и в жидкостях.

До того как стало возможным по­лучать Г. искусств. путём, изучение Г. в жидкостях и тв. телах проводи­лось гл. обр. оптич. методом (рас­сеяние света на Г. теплового про­исхождения). Было обнаружено, что рассеяние в оптически прозрачной среде происходит с образованием неск. спектр. линий, смещённых относи­тельно частоты падающего света на частоту Г. (т. н. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние). Исследования Г. в ряде жидкостей привели к от­крытию в них зависимости скорости распространения Г. от частоты в нек-рых областях частот (см. Диспер­сия звука) и аномально большого поглощения Г. на этих же частотах. Изучение Г. рентг. методами показало, что тепловые колебания атомов в кри­сталле приводят к диффузному рас­сеянию рентг. лучей, размазыванию пятен на рентгенограмме, обусловлен­ному вз-ствием рентг. лучей с ато­мами, и к появлению фона. По диф­фузному рассеянию можно исследо­вать спектр гиперзвук. волн и опре­делять модули упругости тв. тел.

Излучение и приём гиперзвука. Совр. методы излучения и приёма Г., так же как и УЗ, основываются гл. обр. на использовании явлений пьезоэлект­ричества и магнитострикции. Для возбуждения Г. можно использовать резонансные пьезоэлектрические пре­образователи пластинчатого типа, к-рые широко применяются в УЗ диапазоне частот, однако для Г. тол­щина таких преобразователей должна быть очень мала ввиду малости длины волны Г. Поэтому их получают, напр., путём вакуумного напыления плёнок из пьезоэлектрических материалов (гл. обр. из пьезополупроводников CdS, ZriS, ZnO и др.) на торец звукопровода; применяют и магнитострикционные (ферромагнитные) плёнки ре­зонансной толщины (напр., плёнки никеля или пермаллоя).

Используется также метод возбуж­дения Г. с поверхности диэлектрич. пьезоэлектрич. кристалла, отличный от резонансных методов. Кристалл в виде бруска помещается торцом в СВЧ электрич. поле (в большинстве случаев — в объёмный резонатор). Скачок диэлектрич. проницаемости, к-рый имеет место на границе кри-

122

 

 

сталла, приводит к появлению на его поверхности зарядов, меняющихся с частотой поля и вызывающих пере­менную пьезоэлектрическую деформа­цию. Эта деформация распространя­ется по кристаллу в виде продольной или сдвиговой упругой волны. Ана­логично возбуждается Г. с поверх­ности магнитострикц. кристаллов, в этом случае торец кристалла помеща­ется в СВЧ магн. поле. Однако эти методы генерации и приёма Г. отли­чаются малой эффективностью пре­образования эл.-магн. энергии в аку­стическую (порядка неск. %). Для генерации Г. всё шире применяются лазерные источники эл.-магн. волн, а также излучатели на сверхпровод­никах.

Распространение гиперзвука в твёр­дых телах. На дальность распростра­нения Г. в тв. телах, наряду с тепло­проводностью и внутр. трением, боль­шое влияние оказывают его вз-ствия с тепловыми фононами, эл-нами, магнонами (спиновыми волнами) и др. В кристаллах диэлектриков, не содержащих свободных носителей зарядов, затухание Г. определяется в осн. его нелинейным вз-ствием с тепловыми фононами. На сравнитель­но низких частотах действует т. н. механизм «фононной вязкости» (ме­ханизм Ахиезера). Он заключается в том, что звук. волна нарушает рав­новесное распределение тепловых фо­нонов по спектру, и вызванное ею перераспределение энергии между разл. фононами приводит к необра­тимому процессу диссипации энергии. Этот механизм имеет релаксац. хар-р; роль времени релаксации играет время жизни фонона t=l/с, где l — длина свободного пробега фонона, с — ср. скорость Г. Этот механизм даёт вклад в поглощение как продольных, так и поперечных волн. Он явл. домини­рующим при комнатных темп-рах, при к-рых выполняется условие wt<<1 (w — частота Г.).

В области w ~ 10¹⁰—10¹¹ Гц и при низких темп-pax (при темп-ре жидкого гелия), когда wt>>1, про­исходит непосредств. вз-ствие коге­рентных фононов с тепловыми, к-рое удобно рассматривать в рамках квант. представлений. Вз-ствие когерентного и теплового фононов приводит к по­явлению третьего, также теплового, фонона и, следовательно, с учётом законов сохранения энергии и им­пульса — к уменьшению звук. энер­гии, т. е. поглощению звука (т. н. ме­ханизм Ландау — Румера).

При распространении Г. в кристал­лах полупроводников (а также и металлов) имеет место вз-ствие Г. с эл-нами проводимости (электрон-фононное вз-ствие). Осн. механизмами здесь явл. эл.-магн., пьезоэлектрич. и магнитоупругая связи, относитель­ный вклад к-рых определяется типом материала. В кристалле ПП затуха­ние и дисперсия Г. происходят в результате его вз-ствия с пространств.

зарядами, обусловленными внутр. электрич. полями. В непьезоэлектрич. ПП связь упругих волн с носителями заряда осуществляется гл. обр. через деформац. потенциал. Особый интерес представляет распространение Г. в пьезоэлектрич. материалах (напр., кристаллах CdS), где упругие волны сопровождаются эл.-магн. волнами и наоборот. В этом случае существует также др. механизм электрон-фононного вз-ствия, обусловленный элект­рич. поляризацией, связанной с акустич. модами колебаний; она может приводить к локальному накоплению заряда и к периодич. электрич. по­тенциалу. Если к пьезоэлектрич. кри­сталлу приложить пост. электрич. поле, вызывающее дрейф эл-нов со скоростью, большей скорости упругой волны, то эл-ны будут обгонять уп­ругую волну, отдавая ей энергию и усиливая её (см. Акустоэлектронное взаимодействие). Если же скорость когерентных фононов больше дрей­фовой скорости эл-нов, то фононы отдают свой импульс эл-нам, т. е. имеет место акустоэлектрический эф­фект.

Для металлов характерны те же эффекты, что и для ПП, но из-за большого затухания Г. эти эффекты становятся заметными при темп-рах ниже 10 К, когда вклад в затухание за счёт колебаний решётки стано­вится незначительным. Распростра­нение упругой волны в металле вы­зывает движение положит. ионов, и если эл-ны не успевают следовать за ними, то возникают электрич. поля, к-рые, воздействуя на эл-ны, создают электронный ток. В случае продольной волны изменения плотности создают пространств. заряд, к-рый непосред­ственно генерирует электрич. поля. Для поперечных волн изменения плот­ности отсутствуют, но смещения по­ложит. ионов вызывают осциллиру­ющие магн. поля, создающие электрич. поле, действующее на эл-ны. Т. о., эл-ны получают энергию от упругой волны и теряют её в процессах столк­новения, ответственных за электрич. сопротивление. Эл-ны релаксируют путём столкновений с решёткой поло­жит. ионов (примесями, тепловыми фононами и т. д.), в результате чего часть энергии возвращается обратно к упругой волне, к-рая переносится решёткой положит. ионов. Затухание Г. в металлах пропорц. частоте. Если металл — сверхпроводник, то при темп-ре перехода в сверхпроводящее состояние электронное поглощение рез­ко уменьшается. Это объясняется тем, что с решёткой, а следовательно, и с упругой волной взаимодействуют толь­ко эл-ны проводимости, число к-рых уменьшается с понижением темп-ры, а сверхпроводящие эл-ны (объеди­нённые в куперовские пары, см. Сверхпроводимость), число к-рых при этом растёт, в поглощении Г. не участвуют. Разрушение сверхпрово­димости внеш. магн. полем приводит к      резкому    возрастанию    поглоще­ния.

Пост. магн. поле существенно влия­ет на движение эл-нов, искривляя их траектории, что сказывается на хар-ре акустоэлектронного вз-ствия в ме­таллах. При этом на определ. ча­стотах упругих волн возможен ряд резонансных явлений, напр. квант. осцилляции (де Хааза — ван Альфена эффект и Шубникова — де Хааза эф­фект) и акустич. циклотронный ре­зонанс. Изучение затухания Г. в металлах на эл-нах проводимости по­зволяет получить важные хар-ки ме­таллов (поверхность Ферми, энергетич. щель в сверхпроводниках и др.).

В парамагнетиках прохож­дение Г. подходящей частоты и поля­ризации в результате спин-фононного взаимодействия может вызвать изме­нение магн. состояния атомов. Так, Г. с частотой ~ 10¹⁰ Гц, распространя­ясь в кристаллах парамагнетиков, помещённых в магн. поле, может привести к избират. поглощению, т. е. акустическому парамагнитному ре­зонансу (АПР). При помощи АПР оказывается возможным изучать пере­ходы между такими уровнями ато­мов в парамагнетиках, к-рые явл. запрещёнными для электронного па­рамагнитного резонанса. В магнитоупорядоченных кристаллах (антиферро- и ферромагнетиках, ферритах), помимо рассмотренных выше вз-ствий Г. с в-вом, появляются другие, где играют роль магнитоупругие вз-ствия (магнон-фононные вз-ствия). Так, рас­пространение гиперзвук. волны вызы­вает появление спиновой волны и, наоборот, спиновая волна вызывает появление гиперзвук. волны. Поэтому в общем случае в таких кристаллах распространяются не чисто спиновые или упругие волны, а связ. магнито­упругие волны.

Взаимодействие гяперзвука со све­том. Изменение показателя преломле­ния эл.-магн. волны под действием упругой волны, а также возникно­вение упругой волны под действием эл.-магн. волны в результате эффекта электрострикции может быть пред­ставлено как фотон-фононное вз-ствие. Примерами такого вз-ствия явл. ди­фракция света на ультразвуке, а также спонтанное и вынужденное рас­сеяние Мандельштама — Бриллюэна. На частотах Г. преобладает т. н. брэгговская дифракция, при к-рой для дифрагиров. света наблюдаются только нулевой и первый порядки. Поскольку упругие волн. фронты, на к-рых рассеивается свет, движутся со скоростью звука, частота дифраги­ров. света равна W-w (стоксова компонента) либо Wi+w (антистоксова компонента), где W — частота пада­ющего света, w — частота Г. Этот процесс можно представить как рас­сеяние фотона на фононе, при этом

123

 

 

знак «-» соответствует испусканию фонона, а знак «+» — поглощению.

При мандельштам — бриллюэновском рассеянии механизм вз-ствия света с тепловыми колебаниями крист. решётки (тепловыми фононами) явл. таким же, как и для рассмотренного выше случая дифракции света с ис­кусственно возбуждённым Г. (коге­рентными фононами), однако в этом случае свет рассеивается во всех направлениях. При достаточно боль­ших интенсивностях, когда напряжён­ность электрич. поля в падающей световой волне ~10⁴—10⁸ В/см, это поле может влиять на гиперзвук. волну, на к-рой происходит рассея­ние, обеспечивая непрерывную под­качку в неё энергии. В результате происходит генерация интенсивного Г.— т. н. вынужденное мандельштам — бриллюэновское рассеяние.

Св-ва Г. позволяют использовать его для исследования состояния в-ва, особенно в физике тв. тела. Сущест­венную роль играет использование Г. для т. н. акустич. линий задержки в области СВЧ, а также для создания устройств акустоэлектроники и акустооптики.

• Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 1—7, М., 1966—74; Т а к е р Дж., Р э м п т о н В., Гиперзвук в физике твердого тела, М., 1975; Магнитная квантовая акустика, М., 1977.

ГИПЕРЗВУКОВОЕ ТЕЧЕНИЕ, те­чение газа с большой сверхзвук. ско­ростью, при к-ром скорости ч-ц газа во много раз (обычно, более чем в 5 раз) превышают скорость звука в нём. См. Сверхзвуковое течение.

ГИПЕРОНЫ (от греч. hyper — сверх, выше), нестабильные элем. ч-цы с массой больше нуклонной и большим (по яд. масштабам) временем жизни; относятся к адронам и явл. барионами. Г. обладают особым квант. числом — странностью (S) и вместе с К-мезонами и нек-рыми резонансами обра­зуют группу странных ч-ц. Новая хар-ка ч-ц — странность введена в 1955 амер. физиком М. Гелл-Маном и япон. физиком К. Нишиджимой для интерпретации закономерностей рождения и распада Г. и К-мезонов, в частности того факта, что при столкновении p-мезонов с нуклонами Г. всегда рождались совместно с К-мезонами (рис. 1), в поведении к-рых обнаруживаются те же особенности, что и у Г.

Известно неск. типов Г.: лямбда (L) с массой т »1116 МэВ, сигма (S^-, S⁰, S⁺) с m»1190 МэВ, кси (Ξ-, Ξ⁰) с m»1320 МэВ и омега (W^-) с m»1670 МэВ; все они имеют свои античастицы, обнаруженные экс­периментально. Странность Г. от­рицательна (антигиперонов — положи­тельна): у L- и S-Г. S=-1, у Ξ-Г. S=- 2, у W-Г. S=-3. Рождаясь в сильном вз-ствии, Г. распадаются за счёт слабого взаимодействия со ср.

Рис. 1. Фотография (а) и схематич. изобра­жение (б) случая парного рождения L⁰-гиперона и К⁰-мезона на протоне в жидко-водородной пузырьковой камере под дей­ствием p^--мезона: p^-+р®-L⁰+К⁰. Реакция обусловлена сильным вз-ствием и разрешена законом сохранения странности (в нач. и кон. состоянии суммарная странность ч-ц S=0). На снимке видны также распады L⁰ и К⁰ под действием слабого вз-ствия: L0® р+p^-, К⁰® p⁺+p^- ; в каждом процессе стран­ность меняется на единицу. Пунктирные ли­нии на рис. б изображают пути нейтр. ч-ц, не оставляющих следа в камере.

 

временем жизни t ~10^-10 с (за ис­ключением S°, распадающегося в ре­зультате эл.-магн. вз-ствия с t ~10^-19 с). Осн. способы распада:

L®р+p^-,   n+p⁰;   S⁺®р+p⁰,

n+p⁺ ; S⁰®L+g;

S^-®p^-+n; Ξ⁰®L+p⁰;

Ξ^-®L⁰+p-; W^-®Ξ⁰ +p^-,

Ξ^-+p⁰, L+K^-.

Распады с испусканием лептонов со­ставляют доли % от осн. способов распада. Все распады, обусловленные слабым вз-ствием, происходят с изме­нением странности на единицу (в сильном и эл.-магн. вз-ствиях стран­ность сохраняется). Рис. 2 иллюстри­рует процессы сильного и слабого вз-ствия Г.

Первый Г. (L) открыт в косм. лучах (1947). Детальное изучение Г. стало возможным после того, как их получили с помощью ускорителей заряж. ч-ц. В 70-х гг. созданы пучки заряж. и нейтр. Г. с энергией 20— 100 ГэВ; такие Г. благодаря релятив. увеличению времени жизни успевают пролететь до распада расстояния до неск. м. Гиперонные пучки сущест­венно увеличили возможность систематич. исследования вз-ствий Г. (По­следние данные о временах жизни Г. см. в табл. 1 в ст. Элементарные ча­стицы.)

Сильное вз-ствие Г., как и др. адронов, обладает симметрией, наз. изо­топической инвариантностью и про­являющейся в том, что ч-цы группи­руются в изотопич. мультиплеты. Г. образуют четыре изотопич. мультипле­та: W и L — изотопич. синглеты, Ξ-Г.— изотопич. дублет (Ξ^-, Ξ⁰), 2-Г.—изотопич. триплет (S⁺ , S⁰, S^-). Аналогичные мультиплеты об­разуют антигипероны. По ряду св-в Г. довольно близки к др. барионам и могут быть объединены вместе с ними в более широкие ' семейства — унитарные мультиплеты, отвечающие унитарной симметрии SU (3). С по­мощью этой симметрии удалось пред­сказать существование и св-ва W^--Г.

Св-ва Г. можно объяснить в рамках совр. кварковой модели ч-ц. Согласно этой модели, Г., как и др. барионы, состоят из трёх кварков, причём в состав Г. обязательно входят s-кварки — носители странности. Стран­ность s-кварка S=-1, так что в Г. Л и 2 входит один s-кварк, в Ξ-Г.— два, а W-Г. состоит из трёх s-кварков. В распадах Г., обусловленных слабым вз-ствием, s-кварк переходит в u-кварк с S=0. Поэтому слабые рас­пады происходят с изменением S на единицу. Этот закон запрещает распад Ξ-Г. на нуклон и p-мезоны, т. к. при этом странность изменилась бы на два. Распад Ξ происходит в два этапа: Ξ®L+p; L ®N+p. Поэтому Ξ-Г. наз. каскадным. Каскадные распады претерпевают также W-Г. Другие пра­вила отбора позволяют объяснить соотношения между вероятностями разл. каналов распада Г.

При вз-ствии быстрых ч-ц с ядрами могут возникать т. н. гиперядра, в к-рых один из нуклонов ядра замещён L-Г. (наблюдались также гиперядра с двумя L-Г.).

 

 

 

Рис. 2. Фотография (а) и схематич. изобра­жение (б) рождения и распада антигиперона W^~(W⁺) в пузырьковой камере, наполненной жидким дейтерием и находящейся в магн. поле. W^- рождается (в точке 1) в реакции К⁺d®W^~+L⁰+L⁰+р+p⁺+p^-. Согласно за­конам сохранения барионного заряда В и (в сильном вз-ствии) странности S, рождение антибариона W^~ (В=-1) на дейтроне (В=+2) сопровождается рождением трёх барионов: L⁰, L⁰, р (в нач. состоянии S=+1). Распады образовавшихся ч-ц происходят в результа­те слабого вз-ствия с изменением S на еди­ницу. Один L⁰ распадается (в точке 2) на p и p^-, а другой L⁰ выходит из камеры, не успев распасться (на рисунке не помечен; его наличие подтверждается законом сохра­нения энергии и импульса); W^~ распадается (в точке 3) на антилямбда-гиперон L^~0 и К⁺ ; L^~0 распадается (в точке 4) на p^ и p⁺; p^ (в точке 5) аннигилирует с протоном, об­разуя неск. p-мезонов.

124

 

• Г е л л-М а н н М., Розенбаум П. Е., в кн.: Элементарные частицы, пер. с англ., М., 1963, с. 5 {Над чем думают физики, в. 2); Э д е р Р. К.. Ф а у л е р Э. К., Стран­ные частицы, пер. с англ., М., 1966; II е р к и н с Д., Введение в физику высоких энер­гий, пер. с англ., М., 1975.

ГИПЕРЯДРО, ядерноподобная систе­ма, в состав к-рой наряду с нуклонами входят гипероны. Первое L-Г. было обнаружено в 1953 польск. физиками М. Данышем и Е. Пневским с помощью ядерных фотографических эмульсий, экспонированных в потоке космических лучей (рис.). L-Г. обра­зуется при вз-ствии ч-ц высоких энер­гий с нуклонами ядра или при захвате ядром медленного К^--мезона, в ре­зультате чего возникает медленный L-гиперон, образующий связ. систему с ядром. Г. обнаруживают по продук­там распада (нуклонам и пи-мезонам). Время жизни L-Г. определяется вре­менем жизни L-гиперона (10^-10 с). Г. обозначается хим. символом элемента с индексом гиперонов слева внизу. Напр., ядро L-гипергелия-5 (2р+2n+ +L) обозначается ⁵_LНе.

В 1963 идентифицировано первое двойное Г.: ¹⁰_LLВе (4р+4n+2L), а в 1966 — ⁶_LLНе. Изучение св-в двойных Г. позволяет выяснить хар-р сил, действующих между гиперонами.

Косм. ч-ца р вызывает распад ат. ядра (Ag или Br) в точке А. Тяжёлый осколок f, вы­брошенный при этом распаде, является ги­перядром. Он останавливается, а затем взры­вается в точке В с образованием трёх заряж. ч-ц и нек-рого числа нейтронов (нейтроны не оставляют треков).

 

При вз-ствии ч-ц высокой энергии с тяжёлыми ядрами наблюдается обра­зование тяжёлых Г. с A£100 и Z£50 (А — массовое число, Z — ат. номер). В 1979 было открыто возбуждённое состояние S-Г. в яд. реакциях (К^-, pi^-).

• П н е в с к и й Е., З и м и н с к а Д., «Современное состояние экспериментального исследования гиперядер» в кн. «Каон-ядерное взаимодействие и гиперядра», М., 1979, с. 33—50.

ГИРИ, меры массы, применяемые при взвешивании, для градуировки и поверки весов, иногда также как меры силы тяжести — для поверки дина­мометров и создания нагрузок при механич. испытаниях. В СССР и др. странах, принявших метрич. систему мер, массы Г. выражаются в кг и дольных ед. (г, мг и др.). Различают Г. рабочие (для взвешиваний; они подразделяются на пять классов точ­ности), эталонные Г. и  о б р а з ц о в ы е Г. (для поверочных работ, четыре разряда). Г. характеризуются номин. значением массы, наибольшим допустимым отклонением от номин. значения (точность подгонки) и пре­делом допустимой погрешности опре­деления массы при поверке. Лучший материал для точных Г.— сплав 90% Pt и 10%Ir, из к-рого изготовлен эта­лон килограмма. Другие точные Г. изготовляют из немагнитной нержаве­ющей стали (25%Сг, 20%Ni, остальное Fe), немагнитного хромоникелевого сплава (80%Ni, 20%Cr), Al и Ti (мил­лиграммовые Г.). Обычно выпускают Г. и наборы Г. с номин. значениями массы от 1 мг до 20 кг.

• ГОСТ 7328—73. Гири общего назначения, М., 1975; ГОСТ 12656—67. Гири образцовые, М., 1977; ГОСТ 14636—69. Поверочная схе­ма для гирь и весов, М., 1976.

Н. А. Смирнова.

ГИРОМАГНИТНАЯ ЧАСТОТА,     то же,    что    циклотронная   частота.

ГИРОМАГНИТНОЕ ОТНОШЕНИЕ, то   же,   что   магнитомеханическое   от­ношение.

ГИРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ, то же, что магнитомеханические явления.

ГИРОСКОП (от греч. gyros — круг, gyreuo — кружусь, вращаюсь и skopeo — смотрю, наблюдаю), быстро вра­щающееся симметричное тв. тело, ось вращения к-рого (ось симметрии) мо­жет изменять своё направление в пр-ве. Г. обладает рядом интересных св-в, наблюдаемых у вращающихся небесных тел, артиллерийских сна­рядов, детского волчка, роторов тур­бин, установленных на судах, и др. На св-вах Г. основаны разнообразные устройства или приборы, широко применяемые в совр. технике.

Рис. 1. Волчок:   АО — его  ось; Р — сила тяжести.

 

Св-ва Г. проявляются при выпол­нении двух условий: 1) ось вращения Г. должна иметь возможность изме­нять своё направление в пр-ве; 2) угл. скорость вращения Г. вокруг своей оси должна быть очень велика по сравнению с той угл. скоростью, к-рую будет иметь сама ось при из­менении своего направления.

Простейшим Г. явл. детский волчок, быстро вращающийся вокруг своей оси ОА (рис. 1), к-рая может изменять своё положение в пр-ве, поскольку её конец А не закреплён. У Г., при­меняемых в технике, свободный поворот оси Г. обеспечивают, закрепляя Г. в рамках (кольцах) 1, 2 карданова подвеса (рис. 2), позволяющего оси А В занять любое положение в пр-ве. Такой Г. имеет три степени свободы: он может совершать три независимых поворота вокруг осей АВ, DE и GK,

Рис. 2. Гироскоп в кардановом подвесе. Ро­тор С, кроме вращения вокруг своей оси АВ, может вместе с рамкой 1 поворачиваться во­круг оси DE u вместе с рамкой 2 — вокруг оси GK; О — центр подвеса, совпадающий с центром тяжести гироскопа.

 

пересекающихся в центре подвеса О, к-рый остаётся по отношению к осно­ванию неподвижным. Если центр тя­жести С Г. совпадает с центром О, то Г. наз. астатическим (урав­новешенным), в противном случае — т я ж ё л ы м.

Первое свойство уравнове­шенного Г. с тремя степенями сво­боды состоит в том, что его ось стре­мится устойчиво сохранять в мировом пр-ве приданное ей первоначальное направление. Если эта ось вначале направлена на к.-н. звезду, то при любых перемещениях прибора и слу­чайных толчках она будет продолжать указывать на эту звезду, меняя свою ориентировку относительно осей, свя­занных с Землёй.

Рис. 3. Действие силы Р на гироскоп с вра­щающимся ротором; ось АВ движется пер­пендикулярно направлению силы Р.

 

Второе свойство Г. обна­руживается, когда на его ось (или рамку) начинает действовать сила (или пара сил), стремящаяся привести ось в движение (т. е. создающая вращаю­щий момент относительно центра под­веса). Под действием силы Р, прило­женной к концу А оси АВ (рис. 3), Г. будет отклоняться не в сторону действия силы, как это было бы при невращающемся роторе, а в направ­лении, перпендикулярном к этой силе;

125

 

 

 

в результате Г. вместе с рамкой начнёт вращаться вокруг оси DE, притом не ускоренно, а с пост. угл. скоростью. Это вращение наз. прецессией; оно происходит тем медленнее, чем быстрее вращается вокруг своей оси АВ сам Г. Если в какой-то момент времени действие силы прекратится, то одновременно прекратится прецес­сия, и ось АВ остановится.

Величина  угл.   скорости  прецессии определяется по ф-ле:

где М — момент силы Р относительно центра О, a=∟АОЕ, W — угл. ско­рость собств. вращения Г. вокруг оси

Рис. 4. Правило опре­деления направле­ния прецессии: глядя на ротор из точки приложения силы Р, устанавливаем по хо­ду или против хода часовой стрелки вра­щается ротор; повер­нув силу Р вокруг оси АВ на 90° в ту же сторону, получим направление прецес­сии.

 

АВ, I — момент инерции Г. относи­тельно той же оси, h=AO — расстоя­ние от точки приложения силы до центра подвеса Г.; второе равенство имеет место, когда сила Р параллельна оси DE (в частности, для тяжёлого Г.). Из ф-лы (*) непосредственно видно, что прецессия происходит тем медленнее, чем больше W, точнее, чем больше величина H=IW, наз. собственным кинетич. моментом Г. Как определяется направление пре­цессии Г., показано на рис. 4.

Наряду с прецессией ось Г. при действии на неё силы может ещё со­вершать т. н. нутацию — неболь­шие, но быстрые (обычно незаметные на глаз) колебания оси около её ср. направления. Размахи этих колеба­ний у быстро вращающегося Г. очень малы и из-за неизбежного наличия сопротивлений быстро затухают. Это позволяет при решении большинства техн. задач пренебречь нутацией и построить т. н. элем. теорию Г., учи­тывающую только прецессию, ско­рость к-рой определяется ф-лой (*). Прецессионное движение можно на­блюдать у детского волчка (рис. 5, а), для к-рого роль центра подвеса играет точка опоры О. Если ось такого волчка поставить под углом АОЕ к верти­кали и отпустить, то она под действием силы тяжести Р будет отклоняться. не в сторону действия этой силы, т. е. не вниз, а в перпендикулярном к ней направлении и прецессировать вокруг вертикали. Прецессия волчка также сопровождается незаметными на глаз нутац. колебаниями, быстро затуха­ющими из-за сопротивления воздуха.

Рис. 5. а — прецессия волчка под действием силы тяжести; б — движение оси волчка при медленном собств. вращении.

Под действием трения о воздух соб­ственное вращение волчка постепенно замедляется, а скорость прецессии со соотв. возрастает. Когда угл. ско­рость вращения волчка становится меньше определ. величины, он теряет устойчивость и падает. У медленно вращающегося волчка нутац. коле­бания могут быть довольно заметными и, слагаясь с прецессией, существенно изменить картину движения оси волч­ка: конец А оси будет описывать ясно видимую волнообразную или петле­образную кривую, то отклоняясь от вертикали, то приближаясь к ней (рис. 5, б).

Другой пример прецессионного дви­жения даёт артиллерийский снаряд (или пуля). На снаряд при его дви­жении, кроме силы тяжести, действует сила сопротивления (R) воздуха, на­правленная примерно противополож­но скорости центра тяжести снаряда и приложенная выше центра тяжести (рис. 6, а). Невращающийся снаряд под действием этой силы будет кувыр­каться, и его полёт станет беспорядоч­ным (рис. 6, б); при этом значительно возрастёт сопротивление движению, уменьшится дальность полёта. Вра­щающийся же снаряд обладает всеми св-вами Г., и сила сопротивления воздуха вызывает его прецессию во­круг прямой, по к-рой направлена скорость v_c (рис. 6, а), т. е. вокруг касательной к траектории центра тя­жести снаряда (рис. 6, в); это делает полёт правильным и обеспечивает на нисходящей ветви траектории попа­дание снаряда в цель головной частью.

Рис. 6. а — прецессия артиллерийского сна­ряда; б и в — схемы движения снарядов и их траектории: для невращающегося снаря­да (б) и для вращающегося (в).

 

Наша планета также явл. гигантским Г., совершающим как прецессию, так и нутацию.

Если ось АВ ротора Г. закрепить в одной рамке, к-рая может вращаться по отношению к основанию прибора вокруг оси DE (рис. 7), то Г. будет иметь возможность участвовать только в двух вращениях — вокруг осей А В и DE, т. е. будет иметь две степени свободы. Такой Г. не обладает ни одним из св-в Г. с тремя степенями свободы, однако у него есть другое

Рис. 7. Гиро­скоп с двумя степенями сво­боды.

 

св-во: если основанию Г. сообщить вынужденное вращение с угл. ско­ростью со вокруг оси KL, образующей угол а с осью АВ, то со стороны ро­тора на подшипники А и В начнёт действовать пара сил с моментом M_гир = /IWwsina. Эта пара сил стре­мится кратчайшим путём устано­вить ось ротора Г. параллельно оси KL, причём так, чтобы и вращение ротора, и вынужденное вращение были видны происходящими в одну и ту же сторону.

Если ось АВ ротора закреплена в основании D (рис. 8) и это основание неподвижно, то ось не может изменять своё направление в пр-ве, и, следова­тельно, ротор никакими св-вами Г. не обладает. Однако если вращать основание вокруг нек-рой оси KL с угл. скоростью w, то по предыду-

Рис. 8. Действие гироскопич. сил на подшипники, закрепляющие ось, при поворо­те основания при­бора вокруг оси KL.

 

щему правилу ось ротора будет давить на подшипники А и В с силами F₁ и F₂, наз. гироскопическими силами.

На морских судах и винтовых са­молётах имеется много вращающихся частей: вал двигателя, ротор турбины или динамомашины, гребные или возд. винты и т. п. При разворотах самолёта или судна, а также при качке на подшипники, в которых укреплены эти вращающиеся части, действуют указанные гироскопические силы,

126

 

 

и их необходимо учитывать при соответствующих инженерных рас­чётах.

Теория Г. явл. важнейшим разделом динамики тв. тела, имеющего непод­вижную точку. Перечисленные св-ва Г. представляют собой следствия за­конов, к-рым подчиняется движение такого тела. Первое из св-в Г. с тремя степенями свободы — проявление за­кона сохранения кинетич. момента, а второе св-во — проявление одной из теорем динамики, согласно к-рой про­исходящее с течением времени из­менение кинетического момента тела равно моменту действующей на него силы.

Гироскопы в технике. Применяемые в технике Г. выполняют обычно в виде маховичка с утолщённым ободом, имеющего массу от неск. г до десятков кг и закреплённого в кардановом под­весе. Чтобы сообщить Г. быстрое вра­щение, его часто делают ротором быст­роходного электромотора пост. или перем. тока. В авиации применяются Г. с ротором в виде возд. турбинки, приводимой в движение струёй воз­духа. Иногда Г. выполняют в форме шара (шар-Г.) с подвесом на возд. плёнке, образуемой потоком сжатого воздуха; воздушные (газовые) опоры могут также применяться в осях подвеса ротора и кардановых колец. В ряде устройств используют поплав­ковый Г., ротор к-рого заключён в кожух, плавающий в жидкости; этим разгружаются подшипники кожуха и значительно уменьшается момент сил трения в них. Кроме того, Г. с жидкостными или поплавковыми под­весами мало подвержены случайным вибрационным, ударным и др. воз­действиям, что повышает их точность. Используются также Г. с магнит­ными и электростатическими подве­сами.

В технике применяется много раз­личных гироскопических устройств, или приборов, ос­нованных на использовании тех или иных св-в Г. с тремя или двумя сте­пенями свободы. В них в кач-ве осн. элементов входят один или неск. Г., а также нек-рые вспомогат. приспо­собления для корректирования на­правления оси Г. или измерения уг­лов её отклонения и т. д. Эти уст­ройства применяют в авиации, мор­ском флоте, ракетной и косм. технике и народном хозяйстве для решения разнообразных навигац. задач, для управления подвижными объектами, их стабилизации, а также при про­ведении нек-рых спец. работ (марк­шейдерских, топографич., геодезич. и др.).

Важнейшими .навигац. устройства­ми явл. гирокомпас и гировертикаль (гирогоризонт). Гирокомпас, указы­вающий направление истинного (геогр.) меридиана, предназначается для определения курса движущегося объ­екта, а также азимута ориентируемого направления; его важные преимущества перед магн. компасом состоят в том, что он указывает истинный, а не магнитный меридиан, и что на его показания не влияют перемещающиеся металлич. массы и эл.-магн. поля. Гировертикаль определяет направле­ние истинной вертикали или плоскости горизонта, а также отклонения дви­жущегося объекта от этой плоскости (углы бортовой и килевой качки ко­рабля, углы тангажа и крена летат. аппарата). К навигац. устройствам также относятся: Г. направления, определяющие углы отклонения в горизонт. плоскости объекта от за­данного направления (углы рыскания летат. аппарата или корабля), в част­ности авиац. указатель поворота; гиромагн. компасы, определяющие магн. курс объекта; гирошироты, к-рые слу­жат для определения широты места; инерциальные навигац. системы, пред­назначенные для определения целого ряда параметров, необходимых для навигации данного объекта без ис­пользования внеш. сигналов; гироорбитанты, определяющие углы рыска­ния ИСЗ; автопилоты и гирорулевые, обеспечивающие автоматическое уп­равление соотв. полётом летательного аппарата или курсом корабля, и др.

Большое число устройств, наз. гиростабилизаторами, служит для ста­билизации объекта или отд. приборов и устройств, а также для определения угл. отклонений объекта. Они приме­няются для автоматич. управления движением самолётов, судов, торпед, ракет, для уменьшения качки судов и для др. целей. Различают системы индикаторной и силовой стабилиза­ции. Индикаторная система содержит в кач-ве индикатора Г., регистрирую­щий отклонение объекта от заданного курса, и следящую силовую систему, к-рая улавливает сигнал об отклоне­нии, усиливает его и передаёт силовому устройству (мотору), возвращающему объект на заданный курс, обычно с помощью рулей. В силовой системе стабилизация непосредственно осу­ществляется массивным Г.

Ряд гироскопич. устройств, в к-рых используются т. н. дифференцирую­щие и интегрирующие Г., служит для определения угл. скоростей объекта (гиротахометры) или его угл. уско­рений (гироакселерометры) и углов поворота, а также линейных скоро­стей объекта. К последним относится гироскопич. интегратор ускорений, позволяющий определить в любой момент времени скорость ракеты при её ускоренном движении на нач. участ­ке траектории.

Совр. техника требует от мн. ги­роскопич. устройств очень высокой точности, что вызывает большие технол. трудности при их изготовлении. Напр., у нек-рых приборов при массе ротора порядка 1 кг для обеспечения нужной точности смещения центра тяжести от центра подвеса не должны превышать долей микрона, иначе момент силы тяжести вызовет нежелат. прецессию (уход) оси Г. Кроме того, на точность показаний приборов с Г. в кардановом подвесе влияет трение в осях. Всё это привело к разработке Г., основанных на др. физ. принци­пах. Напр., для определения угл. скорости объекта может применяться вибрац. Г., содержащий в кач-ве чувствит. элемента не вращающийся ротор, а вибрирующие детали, или лазерный, Г., в к-ром используется квант. генератор.

• Николаи Е. Л., Гироскоп и некото­рые его технические применения в общедо­ступном изложении, М.— Л., 1947; К р ы л о в А., Общая теория гироскопов и некото­рых технических их применений, Собр. тру­дов, т. 8, М.— Л., 1950; Булгаков Б. В., Прикладная теория гироскопов, 2 изд., М., 1955; Ишлинский А. Ю., Механика гироскопических систем, М., 1963; его же, Ориентация, гироскопы и инерциальная на­вигация, М., 1976; Кудревич Б. И., Теория гироскопических приборов, т. 1—2, Л., 1963—65; Р и в к и н С. С., Теория гироскопических устройств, ч. 1—2, Л., 1962—64; Граммель Р., Гироскоп, его теория и применения, пер. с нем., т. 1—2, М., 1952. С. М. Тарг.

ГИРОТРОПНАЯ СРЕДА (от греч. gyros — круг и tropos — поворот), ани­зотропная среда, св-ва к-рой описы­ваются несимметричным тензором диэлектрической проницаемости. Без учёта поглощения эл.-магн. волн тен­зор диэлектрич. проницаемости эр­митов. В Г. с. в каждом направлении могут распространяться две волны, имеющие правую и левую круговую поляризацию и разные фазовые ско­рости. Следствием этого явл. поворот плоскости поляризации линейно по­ляризованной волны. Гиротропия сре­ды обусловливается либо её строением (см. Оптическая активность), ли­бо может быть создана искусствен­но, напр. наложением магнитного поля (магнитоактивные среды). При­мером магнитоактивных сред явл. плазма (ионосфера, солн. корона) и ферриты в магн. поле. В последнем случае эрмитовым тензором явл. маг­нитная проницаемость.

М. Б. Виноградова.

ГИСТЕРЕЗИС (от греч. hysteresis — отставание, запаздывание), явление, к-рое состоит в том, что физ. вели­чина, характеризующая состояние те­ла (напр., намагниченность), неодно­значно зависит от физ. величины, ха­рактеризующей внеш. условия (напр., магн. поля). Г. наблюдается в тех случаях, когда состояние тела в дан­ный момент времени определяется внеш. условиями не только в тот же, но и в предшествующие моменты времени. Неоднозначная зависимость величин наблюдается в любых про­цессах, т. к. для изменения состояния тела всегда требуется определ. время (время релаксации) и реакция тела отстаёт от вызывающих её причин. Такое отставание тем меньше, чем медленнее изменяются внеш. условия. Однако для нек-рых процессов от-

127

 

 

ставание при замедлении изменения внеш. условий не уменьшается. В этих случаях неоднозначную зависимость величин наз. гистерезисной, а само явление — Г. Наблюдается Г. в разл. в-вах и при разных физ. процессах. Наибольший интерес представляют магн. Г., сегнетоэлектрич. Г. и упру­гий Г.

Магнитный Г. наблюдается в магнитоупорядоченных в-вах, напр. в ферромагнетиках. Обычно ферро-

Рис. 1. Кривые на­магничивания и размагничивания ферромагнетика при наличии магн. гистерезиса: Н — напряжённость внеш. магн. поля; М — намагничен­ность образца;

Н_c — коэрцитивное поле; М_r — остаточная намагниченность; M_s — намагниченность на­сыщения. Пунктиром показана непредель­ная петля гистерезиса. Схематически приве­дена доменная структура образца для нек-рых точек петли. Для ед. объёма M_s=J_s.

 

магнетик разбит на домены — области однородной самопроизвольной (спон­танной) намагниченности, у к-рых намагниченность J_s (магн. момент M_s ед. объёма) одинакова, но направления вектора J_S различны. Под действием внеш. магн. поля число и размеры : доменов, намагниченных по полю, увеличиваются за счёт др. доменов. Кроме того, векторы J_s отд. доменов могут поворачиваться по полю (см. Намагничивание). На рис. 1 изоб­ражены кривые намагничивания и размагничивания ферромагн. образца при наличии Г. (петля Г.). В до­статочно сильном магн. поле образец намагничивается до насыщения (точ­ка А). При этом образец состоит из одного домена с намагниченностью насыщения M_s, направленной по полю. При уменьшении напряжённости внеш. магн. поля Н значение М будет уменьшаться по кривой I преим. за счёт возникновения и роста доме­нов с магн. моментом, направленным против поля. Рост доменов обусловлен движением доменных стенок. Это дви­жение происходит скачками из-за на­личия в образце разл. дефектов (при­месей, неоднородностей и т. п.), на к-рых доменные стенки задержива­ются; требуется заметно увеличить магн. ноле для того, чтобы их сдви­нуть. Поэтому при уменьшении Н до нуля у образца сохраняется т. н. остаточная намагниченность М_r (точ­ка В). Образец полностью размагни­чивается лишь в достаточно сильном поле противоположного направления, наз. коэрцитивным полем (коэрци­тивной силой) Н_с (точка С). При дальнейшем увеличении магн. поля

обратного направления образец вновь намагничивается вдоль поля до на­сыщения (точка D). Перемагничпвание образца (D ®А) происходит по кри­вой //. Т. о., при циклич. изменении поля кривая, характеризующая из­менение намагниченности образца, об­разует петлю магн. Г. Бели поле H циклически изменять в таких преде­лах, что насыщение не достигается, то получается непредельная петля магн. Г. (кривая III). Уменьшая амплитуду изменения поля Н до нуля, можно образец полностью раз­магнитить (прийти в точку О). На­магничивание образца из точки О происходит по кривой IV.

Вид и размеры петли магн. Г., значение Н_с для разл. ферромагне­тиков могут меняться в широких пределах. Напр., в чистом железе H_c=1Э, в сплаве магнико H_c=580 Э. На форму петли магн. Г. сильно вли­яет обработка материала, при к-рой изменяется число дефектов (рис. 2).

Площадь петли магн. Г. пропорц. энергии, теряемой в образце за один цикл изменения поля. Эта энергия идёт, в конечном счёте, на нагревание образца. Такие потери энергии наз. гистерезисными. В тех случаях, когда потери на Г. нежелательны (напр., в сердечниках трансформаторов, в ста­торах и роторах электрич. машин), применяют магнитно-мягкие материа­лы, обладающие малыми значениями H_с и площади петли Г. Для изго­товления магнитов постоянных при­меняют жёсткие магн. материалы с большой коэрцитивной силой.

С ростом частоты перем. магн. поля (числа циклов перемагничивания в ед. времени) к гистерезисным поте­рям добавляются др. потери, связан­ные с вихревыми токами и магнитной вязкостью.

Рис. 2. Влияние механич. и термич. обработки на форму петли магн. гистерезиса железоникелевого сплава (пермал­лоя): 1 — после наклёпа; 2 — пос­ле отжига: 3 — кривая магнитно-мягкого железа (для сравнения).

 

Соотв. площадь петли Г. при высоких частотах увеличивается. Такую петлю иногда наз. динамиче­ской, в отличие от описанной выше статич. петли.

От намагниченности зависят мно­гие др. св-ва ферромагнетика, напр. электрич. сопротивление, механич. де­формации. Изменение намагниченно­сти вызывает изменение этих св-в. Соотв. наблюдается, напр., гальва­номагнитный Г., магнитострикционный Г.

Сегнетоэлектрический Г.— неоднозначная зависимость элект­рич. поляризации Р сегнетоэлектрика

от электрич. поля Е (рис. 3). При включении поля 23 и последующем его возрастании возникшая поляризация сначала резко увеличивается, а затем достигает насыщения P_s. С убыванием поля Е поляризация уменьшается медленнее, чем по осн. кривой Оа. При E=0 значение Р¹0, оно наз. остаточной поляризацией P_R. Для того чтобы уменьшить поляризацию до нуля, надо прило­жить электрич. поле E_c противопо-

Рис. 3. Петля диэлектрич. гистерезиса в сег­нетоэлектрике: Р — поляризация образца; Е — напряжённость электрич. поля.

 

ложного направления, его наз. к о э р ц и т и в н ы м. При дальнейшем увеличении обратного поля вновь до­стигается состояние насыщения P_s. При полном цикле изменения поля Е от точки а до точки b и обратно к а изменения Р графически характери­зуются замкнутой кривой, наз. сегнетоэлектрической петлёй Г.

Поскольку с поляризацией связаны др. хар-ки сегнетоэлектриков, напр. деформация, то с сегнетоэлектрич. Г. связаны др. виды Г., напр. пьезоэлектрич. Г., Г. электрооптич. эффектов. Гистерезисные потери составляют б. ч. диэлектрических потерь в сегнето­электриках.

Упругий Г.— отставание во времени развития деформаций упру­гого тела от напряжений; явл. одним из проявлений внутреннего трения в

Рис. 4. Петля упруго­го гистерезиса: по оси абсцисс — дефор­мация, по оси орди­нат — напряжение.

 

твёрдых телах. При циклич. повторении нагрузки и разгрузки тела диаграмма, изображающая на­пряжение s в ф-ции от деформации e, даёт петлю упругого Г. (рис. 4), площадь к-рой DU пропорц. доле энергии упругости, перешедшей в теплоту. Для оценки упругого Г. часто пользуются относит. величиной y=DU/U, где U — энергия упругой деформации (заштрихованная область на рис. 4).

Причина упругого Г. заключается в появлении в отдельных более слабых зёрнах кристалла местных пластич. деформаций, создающих в окружаю-

128

 

щей среде остаточные напряжения; эти последние при изменении нагружения тела производят местную пластич. деформацию обратного знака; в обоих случаях энергия расходуется на необратимые процессы. Кроме того, экспериментально установлена связь упругого Г. с магн. полями и магн. Г. (у ферромагн. тел), с магнитострикционным Г., межкристаллитными вклю­чениями, составом сплавов, термо- и технол. обработкой и с рядом др. факторов. Явление упругого Г. как упругого несовершенства свойственно всем телам и отмечалось даже при темп-pax, близких к абс. нулю. Оно явл. причиной затухания свободных колебаний самих упругих тел, зату­хания в них звука, уменьшения коэфф. восстановления при неупругом ударе и обусловливает необходимость за­траты внеш. энергии для поддержания вынужденных колебаний.

Для объяснения природы упругого Г. привлекаются теория релаксации, теория дислокаций и др.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Иона Ф., Ширане Д., Сегнетоэлектрические кристаллы, пер. с англ., М., 1965; Постников В. С., Внутрен­нее трение в металлах, М., 1969; Физический энциклопедический словарь, т. 1, М., 1960.

ГЛАВНЫЕ ПЛОСКОСТИ ОПТИЧЕ­СКОЙ СИСТЕМЫ, см. Кардинальные точки оптической системы.

ГЛАВНЫЙ ФОКУС в оптике, см. Кардинальные точки оптической си­стемы.

ГЛУБИНА ИЗОБРАЖАЕМОГО ПРО­СТРАНСТВА (глубина резкости), наибольшее расстояние, измеренное вдоль оптической оси, между точками в пр-ве, изображаемыми оптич. систе­мой достаточно резко.

Оптич. система формирует резкое изображение в плоскости фокусиров­ки Q' лишь точек плоского объекта, перпендикулярного оптич. оси и рас­положенного на определ. расстоянии от системы — в плоскости наводки Q (пример — точка q на рисунке, изображаемая резко точкой q').

Точки пр-ва q₁ и q₂, расположенные впереди и сзади плоскости Q и лежащие в плоскостях Q₁ и Q₂, изображаются резко (точками q'₁ и q'₂) в сопряжён­ных плоскостях Q'₁ и q'₂. (В целях наглядности на рисунке показана про­стейшая оптич. система — линза L.) В плоскости фокусировки Q' эти точки отображаются не точками, а т. н. кружками рассеяния конечных диа­метров d₁ и d₂. Однако если d₁ и d₂ меньше определ. величины (меньше 0,1 мм для норм. глаза), то глаз вос­принимает их как точки, т. е. одинаково резко. Расстояние между пло­скостями Q₁ и Q₂, точки к-рых на плоском изображении или на фото­графии кажутся одинаково резкими, наз. Г. и. п.; расстояние между пло­скостями Q'₁ и Q'₂ наз. глубиной рез­кости (расстояние Q₁Q₂ иногда тоже наз. глубиной резкости). Г. и. п. увеличивается с уменьшением диа­метра входного зрачка объектива. Поэтому при фотографировании объ­екта, протяжённого вдоль оптич. оси системы, необходимо уменьшить от­верстие диафрагмы объектива.

• См. лит. при ст.   Изображение оптическое, В. И. Малышев.

ГЛУБИНА РЕЗКОСТИ,  см. Глубина изображаемого   пространства.

ГЛУБОКО НЕУПРУГИЕ   ПРОЦЕС­СЫ   (глубоко   неупругое   рассеяние), процессы с участием лептонов и адронов при высокой энергии, в к-рых как передача импульса лептонов, так и общая полная энергия вторичных адронов в системе их центра инерции (в ед. с=1) значительно больше ха­рактерной энергии покоя адронов (~ 1 ГэВ). Г. н. п. играют важную роль в исследовании структуры адро­нов и в выяснении динамики вз-ствия на малых расстояниях. См. Партоны.

А. В. Ефремов.

ГЛЮОНЫ (от англ. glue — клей), гипотетич. электрически нейтр. ч-цы, со спином 1 и нулевой массой покоя, являющиеся переносчиками сильного вз-ствия между кварками. В совр. теории сильного вз-ствия — кванто­вой хромодинамике предполагается су­ществование восьми Г., обладающих квант. хар-кой «цвет». Обмен Г. между кварками меняет «цвет» квар­ков, но оставляет неизменными все остальные квант. числа (электрич. заряд, странность, «очарование», «кра­соту»), т. е. сохраняет тип кварков (их «аромат»). Так как Г. обладают «цве­том», они могут непосредственно взаи­модействовать друг с другом путём порождения и поглощения Г. (глюонного поля). Экспериментально Г. про­являются в глубоко неупругих про­цессах. На долю Г. должно прихо­диться, напр., ок. 50% всей энер­гии покоя протона. Вследствие удер­жания «цвета» Г. не существуют в свободном состоянии, и, напр., при аннигиляции кварка и антикварка, образующих мезон, родившиеся Г. превращаются в адронные струи. Та­кие струи были обнаружены при рас­паде ипсилон-частицы.

А. В. Ефремов.

ГОД, промежуток времени, соответ­ствующий периоду обращения Земли вокруг Солнца. Тропический Г.— промежуток времени между дву­мя последоват. прохождениями Солн­ца через точку весеннего равноденст­вия — равен 365,242 ср. солн. суток, т. е. равен 31556925,9747 с.

ГОДОГРАФ (от греч. hodos — путь, движение и grapho — пишу) в меха­нике, кривая, представляющая собой геом. место концов переменного (из­меняющегося со временем) вектора,

значения к-рого в разные моменты времени отложены от общего начала (рис.). Понятие «Г.» было введено англ. учёным У. Гамильтоном. Г. даёт наглядное геом. представление о том, как изменяется со временем физ. величина, изображаемая перем. век­тором, и о скорости этого изменения, имеющей направление касательной к Г. Напр., скорость точки явл. вели­чиной, изображаемой перем. вектором v. Отложив значения, к-рые имеет

вектор v в разные моменты времени от начала, получим Г. скорости; при этом величина, характеризующая быстроту изменения скорости в точке М, т. е. ускорение w в этой точке, имеет для любого момента времени направление касательной к Г. ско­рости в соответствующей его точке (М').

ГОЛДСТОУНОВСКИЙ БОЗОН, гипо­тетич. ч-ца с нулевой массой и нуле­вым спином; введена амер. физиком Дж. Голдстоуном (J. Goldstone) в. нач. 60-х гг. Г. б. возникает в теории как квант возбуждения при спонтан­ном нарушении симметрии в квантовополевых системах, содержащих не­прерывный набор вырожденных низ­ших (вакуумных) энергетич. состоя­ний. Рождение п поглощение Г. б. сопровождают переходы между состоя­ниями из этого набора. Т. о., разл. вакуумные состояния отличаются чис­лом Г. б.

А. В. Ефремов.

ГОЛОГРАФИЯ (от греч. holos — весь, полный и grapho — пишу), способ записи и восстановления волн. поля, основанный на регистрации интерференц. картины, к-рая образована вол­ной, отражённой предметом, освеща­емым источником света (п р е д м е т н а я  волна), и когерентной с ней волной, идущей непосредственно от источника света (опорная волна; рис. 1, а). Зарегистрированная интерференц. картина наз. г о л о г р а м м о й. Голограмма, освещённая опор­ной волной, создаёт такое же ампли­тудно-фазовое пространств. распреде­ление волн. поля, к-рое создавала при записи предметная волна. Т. о., в соответствии с Гюйгенса — Френеля принципом, голограмма преобразует опорную волну в копию предметной волны (рис. 1,6).

Основы Г. были заложены в 1948 физиком Д. Габором (Великобрита­ния). Желая усовершенствовать элект­ронный микроскоп, Габор предложил

129

 

 

Рис. 1. Схемы получения голограммы (а) и восстановления волн. фронта (б); штри­ховкой показаны зеркала.

 

регистрировать информацию не только об амплитудах, но и о фазах электрон­ных волн путём наложения на пред­метную волну попутной когерентной опорной волны. Модельные оптич. опыты Габора положили начало Г. Однако отсутствие мощных источников когерентного света не позволило ему получить качественных голографич. изображений. Второе рождение Г. пережила в 1962—63, когда амер. физики Э. Лейт и Ю. Упатниекс при­менили в кач-ве источника света лазер и разработали схему с наклонным опорным пучком, а Ю. Н. Денисюк осуществил запись голограммы в трёхмерной среде (см. ниже), объеди­нив, т. о., идею Габора с цветной фотографией Липмана. К 1965—66 были созданы теор. и эксперим. ос­новы Г. В последующие годы развитие Г. идёт гл. обр. по пути совершенство­вания её применений.

Пусть интерференц. структура, об­разованная опорной и предметной вол­нами, зарегистрирована позитивным фотоматериалом. Тогда участки го­лограммы с макс. пропусканием света будут соответствовать тем участкам фронта предметной волны, в к-рых её фаза совпадает с фазой опорной волны. Эти участки будут тем про­зрачнее, чем большей была интенсив­ность предметной волны. Поэтому при последующем освещении голограммы опорной волной в её плоскости непо­средственно за ней образуется то же распределение амплитуды и фазы, к-рое было у предметной волны, что и обеспечивает восстановление по­следней.

Для восстановления предметной вол­ны голограмму освещают источником, создающим копию опорной волны. В результате дифракции света на ин­терференц. структуре голограммы в дифракц. пучке первого порядка восстанавливается копия предметной вол­ны, образующая неискажённое мнимое изображение предмета, расположенное в том месте, где предмет находился при голографировании. В случае двух­мерной голограммы одновременно вос­станавливается сопряжённая волна минус первого порядка, образующая искажённое действит. изображение предмета. Углы, под к-рыми распро­страняются дифракц. пучки нулевых и первых порядков, определяются уг­лами падения на фотопластинку пред­метной и опорной волн. В схеме Га-бора источник опорной волны и объ­ект располагались на оси голограммы (осевая схема). При этом все три волны распространялись за голо­граммой в одном и том же направ­лении, создавая взаимные помехи. В схеме Лейта и Упатниекса такие поме­хи были устранены наклоном опорной волны (в неосевая схема).

Типы голограмм. Структура голо­граммы зависит от способа формиро­вания предметной и опорной волн и от способа записи интерференц. кар­тины. Предмет освещается пучком когерентного света, рассеянная им световая волна, несущая информацию о предмете, падает на фотопластинку, освещаемую опорным пучком. В за­висимости от взаимного расположения предмета и пластинки, а также от наличия оптич. элементов между ни­ми, связь между амплитудно-фазовыми распределениями предметной волны в

Рис. 2. Схемы получения голограмм разл. типов: а — голограмма сфокусиров. изоб­ражения; б — голограмма Фраунгофера: в — голограмма Френеля; г — голограмма Фурье; д — безлинзовая фурье-голограмма; 1 — предмет; 2 — фотопластинка; Л — лин­за; f — фокусное расстояние линзы.

плоскостях голограммы и предмета различна. Если предмет лежит в пло­скости голограммы или сфокусирован на неё (рис. 2, а), то амплитудно-фазовое распределение на голограмме будет тем же, что и в плоскости пред­мета (голограмма сфокуси­рованного изображения).

Когда предмет находится достаточно далеко от пластинки, либо в фокусе линзы Л (рис. 2, б), то каждая точка предмета посылает на пластинку па­раллельный световой пучок, при этом связь между амплитудно-фазовыми рас­пределениями предметной волны в пло­скости голограммы и в плоскости предмета даётся преобразованием Фу­рье (комплексная амплитуда пред­метной волны на пластинке — т. н. фурье-образ предмета). Голо­грамма в этом случае наз. голо­граммой Фраунгофера. Ес­ли комплексные амплитуды предмет­ной и опорной волн явл. фурье-образами и предмета и опорного источ­ника, то голограмму наз. голо­граммой Фурье. При записи голограммы Фурье предмет и опорный источник обычно располагают в фо­кусе линзы (рис. 2, г). В случае без­линзовой фурье-голограммы опорный источник располагают в плоскости предмета (рис. 2, д). При этом фронт опорной волны и фронты элем. волн, рассеянных отд. точками объекта, имеют одинаковую кривизну. В ре­зультате структура и св-ва голо­граммы практически такие же, как у фурье-голограммы. Голограм­мы Френеля образуются в том случае, когда каждая точка предмета посылает на пластинку сферич. волну (рис. 2, в). По мере увеличения рас­стояния между объектом и пластинкой голограммы Френеля переходят в го­лограммы Фраунгофера, а с умень­шением этого расстояния — в голо­граммы сфокусиров. изображений.

При встрече опорной и предметной волн в пр-ве образуется система стоя­чих волн, максимумы к-рых соот­ветствуют зонам, в к-рых интерфери­рующие волны находятся в одной фазе, а минимумы — в противофазе. Для точечного опорного источника О₁ и точечного предмета О₂ поверхности максимумов и минимумов представ­ляют собой систему гиперболоидов вращения (рис. 3). Пространств. ча­стота v интерференц. структуры (ве­личина, обратная её периоду) опре­деляется углом а, под к-рым сходятся в данной точке световые лучи, исхо­дящие от опорного источника и пред­мета: v=(2sin(a/2))/l, где l — длина

волны. Плоскости, касательные к по­верхности узлов и пучностей в каждой точке пр-ва, делят пополам угол a. В схеме Габора опорный источник и предмет расположены на оси голо­граммы, угол а близок к нулю и v минимальна. Осевые голограммы наз. также о д н о л у ч е в ы м и, т. к. используется один пучок света, часть

130

 

 

Рис. 3. Пространственная интерференц. структура, образующаяся в случае точеч­ных объекта O₁ и источника света О₂: I — расположение фотопластинки в схеме Га-бора; II —в схеме Лейта и Упатниекса (с наклонным пучком); III — при записи голо­граммы на встречных пучках; IV — при за­писи безлинзовой фурье-голограммы.

 

к-рого рассеивается предметом и об­разует предметную волну, а другая часть, прошедшая через объект без искажения,— опорную волну.

В схеме Лейта и Упатниекса коге­рентный наклонный опорный пучок формируется отдельно (д в у х л у ч е в а я  голограмма). Для двухлучевых голограмм v выше, чем для однолучевых (требуются фотоматериа­лы с более высоким пространств. разрешением). Если опорный и пред­метный пучок падают на светочувствит. слой с разных сторон (а ~ 180°), то v максимальна и близка к 2/l (голограммы во встреч­ных пучках). Интерференц. мак­симумы располагаются вдоль поверх­ности материала в его толще. Эта схема была впервые предложена Денисюком. Поскольку при освещении такой голограммы опорным пучком восста­новленная предметная волна распро­страняется навстречу освещающему пучку, такие голограммы иногда наз. отражательными. Если тол­щина светочувствит. слоя d много больше расстояния между соседними поверхностями интерференц. максиму­мов, то голограмму следует рассмат­ривать как объёмную. Если же запись интерференц. структуры про­исходит на поверхности слоя или если толщина слоя сравнима с расстоянием А между соседними элементами струк­туры, то голограммы наз. плоскими. Критерий перехода от двухмер­ных голограмм к трёхмерным: d³1,6d²/l.

Интерференц. структура может быть зарегистрирована светочувствит. ма­териалом одним из след. способов: 1) в виде вариаций коэфф. пропу­скания света или его отражения. Такие голограммы при восстановлении волн. фронта модулируют амплитуду освещающей волны (см. Модуляция колебаний) и наз. амплитудными. 2) В виде вариаций коэфф. пре­ломления или толщины (рельефа). Такие голограммы при восстановлении волн. фронта модулируют фазу освещающей волны и поэтому наз. ф а з о в ы м и. Часто одновременно осу­ществляется фазовая и амплитудная модуляции. Напр., обычная фото­пластинка регистрирует интерференц. структуру в виде вариаций почернения, показателя преломления и рельефа. После отбеливания голограммы оста­ётся только фазовая модуляция.

Зарегистрированная на фотопластин­ке интерференц. структура обычно сохраняется долго, т. е. процесс записи отделён во времени от процесса восстановления (стационарные голо­граммы). Однако существуют свето­чувствит. среды (нек-рые красители, кристаллы, пары металлов), к-рые почти мгновенно реагируют фазовыми или амплитудными хар-ками на ос­вещённость. В атом случае голограмма существует только во время воздей­ствия на среду предметной и опорной волн, а восстановление волн. фронта производится одновременно с запи­сью, в результате вз-ствия опорной и предметной волн с образованной ими же интерференц. структурой (дина­мические голограммы). На принципах динамич. Г. могут быть созданы системы постоянной и опе­ративной памяти, корректоры излу­чения лазеров, усилители изображе­ний, устройства управления лазерным излучением, обращения волн. фронта.

Свойства голограмм. а) Осн. св-во голограммы, отличающее её от фотогр. снимка, состоит в том, что на снимке регистрируется лишь распределение амплитуды падающей на неё предмет­ной световой волны, в то время как на голограмме, кроме того, регистри­руется и распределение фазы пред­метной волны относительно фазы опор­ной волны. Информация об амплитуде предметной волны записана на голо­грамме в виде контраста интерфе­ренц. рельефа, а информация о фазе — в виде формы и частоты интерференц. полос. В результате голограмма при освещении опорной волной восста­навливает копию предметной волны.

б) Св-ва голограммы, регистриру­емой обычно на негативном фотома­териале, остаются такими же, как в случае позитивной записи -— светлым местам объекта соответствуют свет­лые места восстановленного изобра­жения, а тёмным — тёмные. Это легко понять, принимая во внимание, что информация об амплитуде предметной волны заключена в контрасте интер­ференц. структуры, распределение к-рого на голограмме не меняется при замене позитивного процесса на не­гативный. При такой замене лишь сдвигается на p фаза восстановленной предметной волны, что незаметно при визуальном наблюдении, но иногда проявляется в голографич. интерфе­рометрии (см. ниже).

в) В тех случаях, когда при записи голограммы свет от каждой точки объекта попадает на всю поверхность голограммы, каждый малый участок последней способен восстановить всё

изображение объекта. Однако мень­ший участок голограммы восстановит меньший участок волн. фронта, несу­щего информацию об объекте. Если этот участок будет очень мал, то кач-во восстановленного изображения ухудшается. В случае голограмм сфокусиров. изображения каждая точка объекта посылает свет на соответст­вующий ей малый участок голограм­мы. Поэтому фрагмент такой голо­граммы восстанавливает лишь соот­ветствующий ему участок объекта.

г) Полный интервал яркостей, пе­редаваемый фотогр. пластинкой, как правило, не превышает одного-двух порядков, между тем реальные объ­екты часто имеют гораздо большие перепады яркостей. В голограмме, обладающей фокусирующими св-вами, используется для построения наиб. ярких участков изображения весь свет, падающий на всю её поверх­ность, и она способна передать гра­дации яркости до пяти-шести поряд­ков.

д) Если при восстановлении волн. фронта освещать голограмму опорным источником, расположенным относи­тельно голограммы так же, как и при её экспонировании, то восстановлен­ное мнимое изображение совпадает по форме и положению с самим предме­том. При изменении положения вос­станавливающего источника, при из­менении его длины волны l или ори­ентации голограммы и её размера соответствие нарушается. Как пра­вило, такие изменения сопровожда­ются аберрациями восстановленного изображения.

е) Мин. расстояние между двумя соседними точками предмета, к-рые можно ещё увидеть раздельно при наблюдении изображения предмета с помощью голограммы, наз. разре­шающей способностью го­лограммы. Она растёт с увели­чением размеров голограммы. Для круглой голограммы с диаметром D угл. разрешение dj=1,22l/D; для голограммы квадратной формы со сто­роной квадрата L:dj=l/L. Для боль­шинства схем предельный размер го­лограммы определяется разрешаю­щей способностью регистрирующего фотоматериала (см. ниже), т. к. с ростом размеров голограммы растёт угол между предметным и опорным пучками и пространств. частота n. Исключение составляет схема без­линзовой фурье-голографии, в к-рой v при увеличении размеров голо­граммы не увеличивается.

ж) Яркость восстановленного изоб­ражения определяется дифракци­онной эффективностью, равной отношению светового потока в восстановленной волне к световому потоку, падающему на голограмму при восстановлении. Она определя­ется типом голограммы, условиями её

131

 

 

МАКСИМАЛЬНО ДОСТИЖИМАЯ ДИФРАКЦИОННАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ ГОЛОГРАММ, %

записи, а также св-вами регистриру­ющего материала (см. табл.).

з) Если значения экспозиций в мак­симумах интерференц. структуры вы­ходят за пределы линейного участка зависимости амплитудного пропуска­ния от экспозиции, то запись голо­граммы становится нелинейной. Ли­нейно зарегистрированную голограм­му можно сравнить с дифракционной решёткой с синусоидальным распре­делением амплитудного пропускания, к-рая не образует дифракц. порядков выше первого. При нелинейной записи голограмма также представляет собой периодич. решётку, однако распреде­ление амплитудного пропускания в этом случае может значительно отли­чаться от синусоидального из-за не­линейных искажений. Нелинейность проявляется в появлении волн высших порядков, а также в искажении ам­плитуд восстанавливаемых волн пер­вого порядка. Влияние нелинейности на изображение сводится к усилению фона, появлению ореолов, искажению относит. интенсивностей разных точек объекта, а иногда и в появлении лож­ных изображений.

«Изображения», образованные дифрагиров. волнами высших порядков, имеют мало общего с самим предме­том.

Рис. 4. Восстановление световой волны с по­мощью трёхмерной голограммы.

 

Однако в ряде случаев (напр., для голограмм сфокусиров. изображе­ний) волны высших порядков всё же образуют изображения предмета, но распределение яркости в них, как правило, сильно искажено, а фаза

изображения к-того порядка отлича­ется в к раз от фазы изображения первого порядка. Это св-во исполь­зуется для повышения чувствитель­ности голографич. интерферометров в случае голограмм фазовых объектов.

Объёмные голограммы представляют собой трёхмерные структуры, в к-рых поверхности узлов и пучностей за­регистрированы в виде вариаций по­казателя преломления или коэфф. от­ражения среды. Поверхности узлов и пучностей направлены по биссект­рисе угла a, к-рый составляют пред­метный и опорный пучки. Такие многослойные структуры при осве­щении опорной волной действуют по­добно трёхмерным дифракц. решёткам (рис. 4). Свет, зеркально отражённый от слоев, восстанавливает предметную волну.

Пучки, отражённые от разных сло­ев, усиливают друг друга, если они синфазны, т. е. разность хода между ними равна l (условие Липмана — Брэгга). Условие автоматически вы­полняется лишь для той длины волны, в свете к-рой регистрировалась голо­грамма. Это приводит к избиратель­ности голограммы по отношению к длине волны источника, в свете к-рого происходит восстановление волн. фрон­та. Возникает возможность восста­навливать изображение с помощью источника света со сплошным спект­ром (лампа накаливания, Солнце). Если голограмма экспонировалась в свете, содержащем неск. спектр. линий (напр., синюю, зелёную и красную), то для каждой длины волны образу­ется своя трёхмерная интерференц. структура. Соответствующие длины волн будут выделяться из сплошного спектра при освещении голограммы, что приведёт к восстановлению не только структуры волны, но и её спектр. состава, т. е. к получению цветного изображения. Трёхмерные голограммы одновременно образуют только одно изображение (мнимое или действительное) и не дают волны нулевого порядка.

Источники света в голографии дол­жны создавать когерентное излучение достаточно большой яркости. Вре­менная когерентность определяет макс. разность хода l между предмет­ным и опорным пучками, допустимую без уменьшения контраста интерфе­ренц. структуры. Эта величина оп­ределяется шириной спектральной ли­нии Dl излучения (степенью моно­хроматичности): l=l²/Dl,. Пространств. когерентность излучения определяет способность создавать контрастную интерференц. картину световыми вол­нами, испущенными источником в разных направлениях. Для теплового источника она зависит от его разме­ров. Контраст К интерференц. кар­тины в случае кругового источника диаметром d₀ равен:

где I₁ — ф-ция Бесселя 1-го порядка, в — угол при вершине образованного лучами конуса. Положив К³1/Ö2,

имеем   d₀£¹/₂(l/q)  , что   и    определяет

максимально возможную протяжён­ность теплового источника света.

Лазерное излучение обладает вы­сокой пространств. и врем. когерент­ностью при огромной мощности из­лучения. Для Г. стационарных объ­ектов обычно используются лазеры непрерывного излучения, генерирую­щие в одной поперечной моде, в част­ности гелий-неоновый лазер (l= 6328. Å) и аргоновый (l=4880 Å, 5145 А). Для получения голограмм быстропротекающих процессов обыч­но применяют импульсные рубиновые лазеры (l=6943 Å).

Светочувствительные материалы. Г. предъявляет к регистрирующим материалам ряд требований, из к-рых важнейшее — достаточно высокая раз­решающая способность. Макс. про­странств. частота n структуры реа­лизуется во встречных пучках (a=180°). Для гелий-неонового лазера и фотоэмульсии с показателем прелом­ления n=l,5 n=4700 лин/м. Наиболее подходящий для Г. фотоматериал — фотопластинки ВРЛ, ЛОИ, ПЭ (по­следние два типа имеют разрешающую способность n_макс >5000 лин/мм) и фотоплёнка ФПГВ (n ~ 3000 лин/мм). Помимо галогеносеребряных фотома­териалов, применяют и др. среды, в т. ч. допускающие многократное по­вторение цикла запись — стирание, а в нек-рых случаях и регистрацию голо­грамм в реальном времени. К их числу относятся термопластики, халькогенидные фотохромные стёкла, диэлектрич. и ПП кристаллы. Голо­граммы могут также регистрироваться на магн. плёнках, жидких кристаллах, фотополимерах, фоторезистах, на на­несённых на подложку слоях метал­лов, на хромированной желатине и т. д.

Применения. Записанные на голо­грамме световые волны при их вос­становлении создают полную иллюзию существования объекта, неотличимого от оригинала. В пределах телесного угла, охватываемого голограммой, изображение объекта можно осматри­вать с разных направлений, т. е. оно явл. трёхмерным. Эти св-ва Г. ис­пользуются в лекционных демонстра­циях, при создании объёмных копий произведений искусства, голографич. портретов (изобразительная Г.). Трёх­мерные св-ва голографич. изображений используются для исследования дви­жущихся ч-ц, капель дождя или тумана, треков яд. ч-ц в пузырько­вых камерах и искровых камерах. При этом голограмму создают с по­мощью импульсного лазера, а изоб­ражения восстанавливают в непре­рывном излучении.

Объёмность изображения делает пер­спективным создание голографич. ки-

132

 

 

но и телевидения. Гл. трудность — создание огромных голограмм, через к-рые как через окно одновременно могло бы наблюдать изображение боль­шое число зрителей. Эти голограммы должны быть динамическими, т. е. меняться во времени в соответствии с изменениями, происходящими с объ­ектом. Пока голографич. кино ис­пользуется только в физ. эксперименте для исследования быстропротекающих процессов. Голографич. телевидение также встретилось с трудностями со­здания динамич. сред в передающей и приёмной частях телевиз. системы. Другая трудность состоит в недоста­точно большой полосе пропускания телевиз. канала, к-рую необходимо увеличить на неск. порядков для передачи трёхмерных движущихся сцен. С помощью Г. решается про­блема визуализации акустич. полей (см. Голография акустическая) и эл.-магн. полей в радиодиапазоне (см. Радиоголография).

Если поместить голограмму на то место, где она экспонировалась, и ос­ветить опорным пучком, то восста­новится волна, рассеивавшаяся объ­ектом во время экспозиции. Если же объект не убирать, то можно од­новременно наблюдать две волны: непосредственно идущую от объекта и восстановленную голограммой. Эти волны когерентны и могут интерфери­ровать. Если с объектом происходят к.-л. изменения, ведущие к фазовым искажениям рассеянной им волны (напр., деформация или изменение коэфф. преломления), то это скажется на виде наблюдаемой картины. Появят­ся интерференц. полосы, форма к-рых однозначно связана с изменениями. На этом основана голографич. интер­ферометрия, где, как и в обычной интерферометрии, происходит срав­нение неск. волн. Наблюдаемая ин­терференц. картина указывает на различие форм сравниваемых волн, однако в обычной интерферометрии они формируются одновременно или с очень небольшой временной задерж­кой, макс. величина к-рой определя­ется временем когерентности (£10^-4— 10^-5 с). Голограмма же позволяет зафиксировать световую волну и вос­становить её копию в любой момент времени. Поэтому голографич. интер­ферометрия не связана с требованием одновременности формирования волн. Эта же особенность снизила требова­ния к качеству оптич. деталей, т. к. обе интерферирующие волны, проходя по одному и тому же каналу, одина­ково искажаются погрешностями оп­тики.

С помощью голограммы можно восстановить интерференц. картины световых волн, рассеянных объектом в разных направлениях. Это позволя­ет изучать пространств. неоднородно­сти показателя преломления. Одним из первых применений голографич. интерферометрии было исследование механич. деформаций.

Г. применяется для хранения и об­работки информации. Информация об объекте, записанная в виде интерфе­ренц. структуры, однородно распре­делена на большой площади. Это обусловливает высокую плотность за­писи информации и её большую на­дёжность. Обработка записанного на голограмме массива информации све­товым пучком происходит одновре­менно по всей голограмме (с огромной скоростью).

С помощью голографич. устройств осуществляются различные волн. пре­образования, в т. ч. обращение волн. фронта с целью исключения аберраций (см. Обращённый волновой фронт).

Записывая голограммы в средах со спец. св-вами, можно воспроизво­дить состояние поляризации предмет­ной волны и даже её изменение во времени.

Голограмма может быть изготов­лена не только оптич. методом, но и рассчитана на ЭВМ (цифровая голо­грамма). Машинные голограммы ис­пользуются для получения объёмных изображений не существующих ещё объектов. Машинные голограммы сложных оптич. поверхностей служат эталонами для интерференц. контроля поверхностей изделий.

• К о л ь е р Р., Беркхарт К., Лин Л., Оптическая голография, пер. с англ., М., 1973; Денисюк Ю. Н., Прин­ципы голографии, Л., 1978; Островс­кий Ю. И., Б у т у с о в М. М., Ост­ровская Г. В., Топографическая интерфе­рометрия, М., 1977; Островский Ю. И., Голография и ее применение, Л., 1973; В ь е н о Ж.-Ш., Смигильский П.. Р у а й е Ж., Оптическая голография, пер. с франц., М., 1973; Г у д м е н Дж., Введение в Фурье-оптику, пер. с англ., М., 1970; Оп­тическая голография. Сб. статей, под ред. Ю. Н. Денисюка, Л., 1979; Голография. Ме­тоды и аппаратура, М., 1974; Ярославс­кий Л. П., Мерзляков Н., Циф­ровая голография, М., 1982; Дени­сюк Ю. Н., Голография — что мы знаем о ней сегодня, «Природа», 1981, № 8.

Ю. И. Островский.

ГОЛОГРАФИЯ АКУСТИЧЕСКАЯ, интерференционный способ получения изображения предметов с помощью акустич. волн. Осн. принцип полу­чения акустических голографич. изоб­ражений подобен оптич. голографии: сначала регистрируется поле стоячих волн, образованных интерференцией двух звук. волн — рассеянной пред­метом и нек-рой опорной, а затем по полученной записи (акустич. голо­грамме) восстанавливается либо ис­ходное изображение предмета, либо структура рассеянного этим предме­том звук. поля на нек-ром расстоя­нии от него.

Поскольку скорость звука неве­лика, а большинство акустич. при­ёмников звука линейны (а не квадратичны, как в оптике), то, в отличие от оптич. голографии, в Г. а. можно вообще отказаться от использования опорной волны (регистрация мгновен­ного распределения акустич. поля) либо вводить её искусственно уже в электрич. канале. Восстановление аку­стич. голограммы обычно осуществ­ляется в когерентном свете видимого

диапазона, поэтому запись акустич. голограммы осуществляется на спец. носителях, параметры к-рых могут изменять либо амплитуду, либо фазу проходящих через них световых волн. В кач-ве носителей используют фото­плёнки, термопластики, кристаллы с электрооптич. эффектом и т. п. Чтобы акустич. голограмму сделать видимой, используют разл. методы визуали­зации звуковых полей.

Акустич. голограмму поля можно записать в виде последовательности электрич. сигналов на магн. ленте, а их обработку (восстановление) осу­ществить с помощью вычислит. ма­шины (т. н. цифровые методы восста­новления акустич. голограмм). По­лученное изображение затем выво­дится на графический или полутоно­вый дисплей.

Выбор оптич. или цифровых мето­дов восстановления акустич. голо­грамм определяется: диапазоном ча­стот, требуемым быстродействием, объ­ёмом входной информации (числом точек в изображении) и допустимыми искажениями в восстановленном изоб­ражении. Оптич. методы восстанов­ления могут быть использованы прак­тически в любом диапазоне частот, они дают возможность получения аку­стич. изображений со скоростью ~16— 20 кадров/с при числе точек ~5000X5000. Их недостатки — невысокая точность (от 3 до 5%) и искажения в продольных размерах восстановлен­ного изображения, связанные с тем, что практически невозможно умень­шить размер акустич. голограммы в l_зв/l_св раз (l — длина волны соотв. звука и света).

Цифровые методы обычно исполь­зуются в НЧ звук. диапазоне и пока не позволяют получить изображение в масштабе реального времени. Число точек обычно не превышает 1024X1024. Однако они обеспечивают по сравнению с оптич. восстановлением большую точность и восстановление неискажённых изображений.

Рис. 1. Схема голографич. устройства с матричной двухмерной антенной: 1 — ан­тенна; 2 — устройство параллельного фор­мирования голограмм; 3 — устройство ото­бражения голограммы на трубке с ми­шенью из электрооптич. кристалла; 4 — оптич. система восстановления изображения; 5 — индикатор, дающий изображение пред­мета; 6 — задающий генератор; 7 — излу­чатель; 8 — предмет.

 

Для оптич. восстановления аку­стич. голограмм часто пользуются устройством с приёмной антенной в виде двухмерной матрицы приёмни­ков звука (рис. 1), электрич. сигналы

133

 

 

с к-рых с помощью коммутатора моду­лируют силу тока электронно-лучевой трубки. Мишень трубки выполняют из прозрачного для света электрооптич. кристалла типа ДКДП. Элект­ронный луч изменяет локальный коэфф. преломления крист. мишени в соответствии с интерференц. картиной рассеянного акустич. поля. Направ­ляя на мишень световой поток от лазера, можно наблюдать в нек-рой области пр-ва восстановленное аку­стич. изображение предмета. В по­добных устройствах число приёмных элементов в антенне должно быть достаточно велико, что создаёт техн. трудности при их практич. реали­зации.

Описанная схема (и ей подобные) используется в осн. в диапазоне зву­ковых и низких УЗ частот от 1 до 300—500 кГц. В более ВЧ диапазоне методы регистрации голограмм ос­новываются на пространств. носите­лях, чувствительных к интенсивности звука. Наибольшее распространение получили способы, основанные на методе поверхностного рельефа. Звук. волна, падающая на отражающую поверхность воды, деформирует её, формируя рельеф, представляющий собой акустич. голограмму, к-рая при освещении её светом восстанавли­вает изображение (рис. 2).

При получении голографич. изоб­ражений предметов всегда следует помнить, что акустич. изображения могут быть неадекватны оптическим, даже если длины волн достаточно близки.

Рис. 2. Схема безлинзовой УЗ голографии: 1 — излучатели; 2 — акустич. линзы; 3 — предмет; 4 — кювета с водой; 5 — полупроз­рачное зеркало; 6 — оптич. система восста­новления; 7 — плоскость регистрации изоб­ражения.

 

Поскольку в Г. а. использу­ются длины волн, как правило, боль­шие, чем световые, то восстановлен­ные звук. изображения предметов обычно имеют зернистую структуру и худшее разрешение. Для ликвидации этих явлений используют широкопо­лосное излучение и звук. освещение с разл. сторон (аналог белого света и диффузной подсветки) для того, чтобы убрать зеркальные блики.

Благодаря св-ву акустич. волн рас­пространяться на большие расстояния без затухания, Г. а. применяется в геофизике для исследования строения земной коры, поиска полезных иско­паемых, получения изображений мор­ского дна, в гидролокации.

Методы Г. а. используются в ме­дицинской диагностике вследствие от­носительной безвредности УЗ уме­ренной мощности: визуализация мяг­ких тканей, сосудов, новообразова­ний, изображений внутр. органов.

• Бахрах Л. Д., Гаврилов Г. А., Голография, М., 1979; Б а б и н Л. В., Г у р е в и ч С. Б., Акустическая голография, «Акуст. ж.», 1974, т. 17, в. 4; С в е т В. Д., Методы акустической голографии. [Обзор], Л., 1976; Применения голографии, пер. с англ., М., 1973.

В. Д. Свет.

ГОЛОНОМНЫЕ СИСТЕМЫ, механич. системы, в к-рых все связи (см. Связи механические) явл. геометрическими (голономными), т. е. налагающими ог-

раничения только на положения (или на перемещения за время движения) точек и тел системы, но не на вели­чины их скоростей. Напр., двойной маятник (рис., а) явл. Г. с.; в нём связи (нити) налагают ограничения только на положения или перемещения грузов М₁ и М₂, но не на их скорости, к-рые при движении могут иметь лю­бые значения. Связь, налагающая ограничения на скорости точек и тел системы, т. е. устанавливающая между этими скоростями определ. соотношения, наз. кинематиче­ской. Однако если эти соотношения можно свести к геометрическим, т. е. к соотношениям между перемещения­ми (или координатами) точек и тел системы, то такая связь также явл. голономной. Напр., при качении без скольжения колеса радиуса R по прямолинейному рельсу (рис., б) ско­рость v центра колеса и угл. скорость w колеса связаны соотношением v=Rw, но его можно свести к геом. соотношению s=Rj между переме­щением s=AA₁ центра и углом по­ворота j колеса. Следовательно, это Г. с.

Кинематич. связи, не сводящиеся к геометрическим, наз. неголономными, а механич. системы с такими связями — неголономными системами. Разделение механич. систем на голономные и неголономные очень сущест­венно, т. к. ряд ур-ний, позволяющих сравнительно просто решать задачи механики (напр., Лагранжа уравнения механики), применим только к Г. с.

С. М.  Taps.

ГОМЕОПОЛЯРНАЯ СВЯЗЬ,  то  же, что ковалентная связь.

ГОМОГЕННАЯ СИСТЕМА (от греч. homogenes — однородный), термодинамич. система, св-ва к-рой (состав, плотность, давление и др.) изменя­ются в пр-ве непрерывно. Гомоген­ными могут быть газовые смеси, жид­кие или тв. р-ры и др. системы. Раз­личают физически однородные и не­однородные Г. с. У однородных Г. с. с-ва в разл. частях системы одина­ковы, у неоднородных — различны. Однако благодаря непрерывному из­менению св-в в неоднородной Г. с., в отличие от гетерогенной системы, нет частей, ограниченных поверхно­стями раздела, на к-рых хотя бы одно св-во изменялось скачком (система однофазна). Примером физически не­однородной Г. с. может служить газ в ноле тяготения — его плотность непрерывно изменяется с высотой.

ГОМОПЕРЕХОД, в отличие от гете­роперехода — контакт двух областей с разными типами проводимости или концентрациями легирующей примеси в одном и том же кристалле полупро­водника. Различают p — n-переходы, в к-рых одна из двух контактирующих областей легирована донорами, а дру­гая — акцепторами (см. Электронно-дырочный переход), n⁺—n-переходы (обе области легированы донорной примесью, но в разл. степени) и p⁺—p^-переходы (обе области легиро­ваны акцепторной примесью).

Э. М. Эпштейн.

ГОМОЦЕНТРИЧЕСКИЙ ПУЧОК ЛУ­ЧЕЙ в оптике, пучок световых лучей, в к-ром или сами лучи, или их продолжения пересекаются в одной точке. Волновая поверх­ность, соответствующая Г. п. л., явл. сферой; её центр и есть точка пересечения Г. п. л. Изображение оп­тическое, получаемое с помощью к.-л. оптич. системы, точно воспроизводит форму объекта лишь в том случае, если Г. п. л. после прохождения через данную систему снова превращается в Г. п. л.; только при этом условии каждой точке объекта соответствует одна определённая точка изображения.

ГОНИОМЕТР (от греч. gonia — угол и metreo — измеряю), прибор для измерения углов между гранями кри­сталлов. До открытия рентгеноструктурного анализа гониометрич. метод был основным для описания и иден­тификации кристаллов. В отражатель­ном оптич. Г. кристалл, приклеенный к вращающейся оси, освещается, и лучи, отражённые от разных граней, поочерёдно наблюдаются в зрит. трубу. В более совершенных двухкружных Г. (Фёдорова, Гольдшмидта, Чапского) кристалл или зрит. трубу можно вращать вокруг двух осей.

• Флинт Е. Е., Практическое руковод­ство по геометрической кристаллографии, 3 изд., М., 1956; его же, Начала кристал­лографии, М., 1952.

М. П. Шаскольская.

ГОРЕНИЕ, сложная хим. реакция, протекающая в условиях прогрессив­ного самоускорения, связанного с на­коплением в системе теплоты или ка­тализирующих продуктов реакции.

134

 

 

При Г. могут достигаться высокие (до неск. тыс. К) темп-ры, причём часто возникает излучающая свет область — пламя. К Г. относятся, напр., разл. экзотермич. реакции высокотемпера­турного окисления топлива, разложе­ние взрывчатых в-в (ВВ), озона, аце­тилена, соединения ряда в-в с хлором, фтором и др. Г. в большинстве слу­чаев состоит из многих элем. хим. процессов и тесно связано с явлениями тепло- и массопереноса.

Отличит. особенность Г.— проте­кание хим. реакции в условиях её самоускорения. Механизмов самоуско­рения два — тепловой  и  ц е п н о й. При тепловом типе Г. скорость хим. реакции резко возрастает с рос­том темп-ры и выделяющаяся в реак­ции теплота всё более её ускоряет. При цепном Г. самоускорение проис­ходит вследствие лавинообразного ро­ста (в процессе разветвлённо-цепной реакции) концентрации активных ч-ц— атомов или радикалов, стимулирую­щих хим. превращение.

Характерное св-во процесса Г.— способность к распространению в пр-ве. Благодаря процессам переноса (диффузии и теплопроводности) теп­лота или активные центры, накапли­вающиеся в горящем объёме, могут передаваться в соседние участки горю­чей смеси и инициировать там Г. В результате возникает движущийся фронт горения. Его скорость распространения наз. линейной ско­ростью Г. и. Массовая скорость Г. m=ru, где r — плотность исходной смеси. В отличие от детонации, где хим. реакция начинается вследствие быстрого и сильного сжатия в-ва удар­ной волной (см. Взрыв), скорость Г. не­велика (~10^-3—10 м/с), поскольку определяется сравнительно медлен­ными процессами диффузии и тепло­проводности. Если движение среды турбулентно, то скорость Г. увеличи­вается вследствие интенсивного тур­булентного перемешивания.

Различают две стадии Г.— воспла­менение и последующее сгорание (догорание) в-ва. Воспламенение мо­жет быть вынужденным (зажигание), кроме того, может наблюдаться само­воспламенение. В зависимости от агре­гатного состояния исходного в-ва и продуктов Г. различают гомогенное Г., Г. взрывчатых в-в, гетерогенное Г.

При гомогенном Г. исход­ные в-ва и продукты Г. находятся в одинаковом агрегатном состоянии. К этому типу относится Г. газовых смесей (природного газа, водорода и т. п. с окислителем — обычно кисло­родом воздуха), Г. негазифицирую­щихся конденсиров. в-в (напр., тер­митов — смесей алюминия с окислами разл. металлов), а также изотермич. Г.— распространение цепной разветв­лённой реакции в газовой смеси без значит. разогрева. На рисунке изобра­жена структура фронта горения в смеси газообразных горючего и окис­лителя. Хим. реакция происходит в

очень узкой зоне (~10^{-5 м) при темп-ре, близкой к темп-ре Г.: Т=} T₀+Q/c_p (Т₀ — темп-pa исходной смеси, Q — теплота сгорания, с_р — тепло­ёмкость газа при пост. давлении р). В зоне подогрева темп-pa газа растёт за счёт теплоты, выделившейся при

Изменение скорости тепловыделения w, концентраций продуктов горения Р и горю­чего (или окислителя) F, темп-ры Т во фрон­те гомогенного горения: 1 — зона подогре­ва; 2 — зона хим. реакции; 3 — продукты горения; х — пространств. координата.

 

Г. предыдущих порций смеси. В этой зоне происходит также убывание (вследствие диффузии) концентрации исходного в-ва так, что хим. реакция идёт в очень обеднённой смеси. Ско­рость тепловыделения w имеет резкий максимум, связанный с тем, что в начале реакции низка темп-pa, а в конце её нет горючего. Скорость Г. u ~ Öc/t, t~ехр(E/RT), где c — коэфф. температуропроводности; t — характерное время хим. реакции в зоне Г., к-рое определяется в осн. энер­гией активации Е и темп-рой Г.; R — универс. газовая постоянная.

При Г. негазифицирующихся кон­денсиров. в-в диффузия обычно не происходит и процесс распространения Г. идёт только за счёт теплопроводно­сти. При изотермич. Г., напротив, осн. процессом переноса явл. диффу­зия.

Г. взрывчатых веществ связано с переходом в-ва из конден­сиров. состояния в газ. При этом на поверхности раздела фаз происходит сложный физ.-хим. процесс, при к-ром в результате хим. реакции выделяют­ся теплота и горючие газы, догораю­щие в зоне Г. на нек-ром расстоянии от поверхности. Процесс Г. усложня­ется явлением диспергирования — переходом части конденсированного ВВ в газовую фазу в виде небольших частичек или капель.

При гетерогенном Г. ис­ходные в-ва (напр., тв. или жидкое горючее и газообразный окислитель) находятся в разных агрегатных состоя­ниях. Важнейшие техн. процессы ге­терогенного Г.— Г. угля, металлов, сжигание жидких топлив в нефтяных топках, двигателях внутр. сгорания, камерах сгорания ракетных двигате­лей. Процесс гетерогенного Г. обычно очень сложен. Хим. превращение со­провождается дроблением горючего в-ва и переходом его в газовую фазу в виде капель и ч-ц, образованием окисных плёнок на ч-цах металла, турбулизацией смеси и т. д.

Важной особенностью процесса Г. явл.   наличие   критич.   условий.   Распространение Г. возможно лишь для определённых, характерных для дан­ной горючей системы, областей изме­нения параметров (состава смеси, темп-ры и давления, условий теплоотвода во внеш. среду и др.). Критич. значения этих параметров наз. пре­делами Г. За этими пределами Г. прек­ращается. При эксперим. исследова­нии Г. обычно изучают зависимость скорости Г. от разл. параметров Г., дисперсности компонентов, структуры фронта Г., скорости хим. реакции, пределов Г. При этом используются разл. оптич. методы (высокоскорост­ная киносъёмка, голография), микро­термопары, манометрич. и калориметрич. бомбы.

• Математическая теория горения и взры­ва, М., 1980; Хитрин Л. Н., Физика горения и взрыва, М., 1957; Льюис Б., Эльбе Г., Горение, пламя и взрывы в га­зах, пер. с англ., М., 1948; Вильямс Ф. А., Теория горения, пер. с англ., М., 1971. См. также лит. при ст. Взрыв.

Б. В. Новожилов.

ГОРЯЧИЕ ЭЛЕКТРОНЫ (горячие дырки), подвижные носители заряда в тв. проводнике, энергетич. распреде­ление к-рых заметно отличается (в сторону больших энергий) от равно­весного распределения, определяемого Ферми — Дирака статистикой или Больцмана статистикой. Носители заряда становятся «горячими» при протекании электрич. тока через про­водник под действием достаточно сильного электрич. поля.

При протекании тока электрич. поле ускоряет большее число носителей, а тормозит меньшее, и тем самым сооб­щает электронному газу дополнит. энергию. В то же время, если ср. энергия эл-нов выше равновесного значения, к-рое в невырожденном элек­тронном газе равно (³/₂)/kТ, электрон­ный газ передаёт энергию фононам при рассеянии на них. Степень «ра­зогрева» носителей заряда, т. е. уве­личение их ср.энергии ξ по сравнению с равновесным значением, зависит от величины поля Е и подвижности носи­телей тока m, а также от скорости передачи ими энергии фононам, к-рая характеризуется временем рассеяния энергии t_е. По порядку величины ξ- ³/₂kT » еmt_еЕ², где е — заряд эл-на. При темп-pax Т > во (q_D — Дебая температура), когда рассея­ние носителей на фононах с энергией kq_D (в частности, на оптич. фононах) велико, t_г мало (в ПП t_e ~ 10^-11с). Поэтому характерная величина поля Е_р, при к-ром разогрев носителей ста­новится значительным, также велика: E_р³ 5г 10³ В/см. При Т <<q_D, когда носители рассеивают энергию только на ДВ акустич. фононах, t_e гораздо больше (3•10^-7 с в InSb n-типа при Т ~4—6 К), а напряжённость элект­рич. поля, при к-рой разогрев носи­телей уже значителен, составляет: E_р~10^-1 —1В/см.

135

 

 

Разогрев носителей с ростом поля приводит к изменению электропро­водности а ПП и отклонению его вольт-амперной хар-ки от закона Ома. Эфф. подвижность носителей тока изменяется, т. к. время рассеяния им­пульса, как правило, зависит от энергии носителя, к-рая в ср. растёт с ростом электрич. поля. Кроме того, Г. э., приобретая достаточно большую энергию, могут переходить в более высокие зоны проводимости, в к-рых их подвижность значительно отличает­ся (обычно в меньшую сторону) от подвижности в ниж. зонах (см. Зонная теория). Напр., это имеет место в GaAs n-типа, InP n-типа и др. ПП. Изменяется и концентрация носителей либо из-за ударной генерации элект­ронно-дырочных пар или ударной ио­низации примесей Г. э., либо из-за изменения скорости рекомбинации го­рячих носителей или скорости захвата их примесными центрами. Обычно захват носителей происходит ионами примеси, знак заряда к-рых противо­положен знаку заряда носителей. При этом скорость захвата уменьшается с разогревом, и концентрация носителей и электропроводность ПП растут. Однако иногда примесные центры заря­жены одноимённо с носителями заряда и на больших расстояниях отталки­вают их по закону Кулона. Тогда носитель, чтобы оказаться захвачен­ным, должен преодолеть потенциаль­ный барьер, вследствие чего скорость захвата растёт (время жизни умень­шается) с увеличением энергии Г. э. В результате концентрация носителей и электропроводность а уменьшаются с ростом электрич. поля (наблюдается, напр., в Ge n-типа с примесями Cu и Au).

При достаточно сильном падении а с ростом электрич. поля на вольтамперной хар-ке появляется т. н. па­дающий участок с отрицательным дифференциальным сопротивлением, она становится N-образной (см. Ганна эффект). В тех же случаях, когда s, наоборот, сильно растёт, может наблюдаться S-образная хар-ка и, как следствие, шнурование тока. Когда при приближении к нек-рой величине напряжения ток очень круто растёт, говорят об электрич. пробое.

Нагрев эл-нов приводит и к др. эффектам: к эмиссии Г. э. из ненагре­тых ПП, к анизотропии электропро­водности и коэфф. диффузии в кри­сталлах кубич. сингонии в сильных нолях (в слабых полях они изотроп­ны), к росту и анизотропии флуктуа­ции электрических (спектр. плотности шума, измеренные вдоль и поперёк тока, разные).

Г. э. возникают также: 1) при инжекции носителей из контакта двух проводников под действием приложен­ного к ним напряжения, 2) при ге­нерации носителей светом с энергией

фотонов, превышающей ширину за­прещённой зоны ПП на величину, большую, чем величина характерной тепловой энергии носителей (фото­разогрев).

• Б о н ч-Б р у е в и ч В. Л., Калаш­ников С. Г., Физика полупроводников, М., 1977; Конуэлл Э., Кинетические свойства полупроводников в сильных элек­трических полях, пер. с англ., М., 1970; Денис В., П о ж е л а Ю., Горячие эле­ктроны. Вильнюс, 1971. См. также лит. при ст. Полупроводники. Ш. М. Коган.

ГРАВИТАЦИОННАЯ МАССА (тя­жёлая масса), физ. величина, характе­ризующая св-ва тела как источника тяготения; равна инертной массе. См. Масса.

ГРАВИТАЦИОННАЯ НЕУСТОЙ­ЧИВОСТЬ, нарастание со временем отклонений от ср. значения плотности и скорости движения в-ва в косм. пр-ве под действием сил тяготения. При первоначально близком к одно­родному распределению в-ва (газа, плазмы) Г. н. должна приводить к образованию сгустков в-ва. Теория Г. н. разработана для однородной среды, а также для простейших геом. конфигураций: плоского слоя; ци­линдрически симметричных конфигу­раций, неоднородных по радиусу; тон­кого диска. Развитие Г. н. (гравитац. возмущений) в простых конфигура­циях исследуется с целью объяснить происхождение скоплений галактик, отд. галактик и их внутр. структуры, звёзд и скоплений звёзд.

Силам тяготения, стремящимся скон­центрировать в-во, противодействуют силы упругости в-ва (определяемые градиентом давления) и др. негравитац. силы (эл.-магн., центробежные, вызванные вращением сгустка, и др.). Для однородной среды силы тяготения пропорц. размеру сгустка l, тогда как сила упругости пропорц. 1/l. Поэтому при больших l силы тяготе­ния велики по сравнению с силами упругости, и сгусток больших разме­ров сжимается. Напротив, при малых l действие сил тяготения слабее дейст­вия сил упругости. Т. о., среда устой­чива относительно распада на отд. малые сгустки и неустойчива относи­тельно образования сгустков больших размеров. Если рассматривать лишь силы тяготения и упругости, то критич. значение l_J, отделяющее область устойчивости от области Г. н., т. н. длина волны Джинса, равно: l_J»а_звÖpi/gr, где а_зв — скорость звука, G — гравитационная постоянная, r — плотность в-ва. Аналогичные ф-лы для критич. размера l_J могут быть получены и при учёте вращения, тур­булентности, эл.-магн. и др. сил, противодействующих силам тяготения и повышающих гравитац. устойчи­вость в-ва. Возмущения больших мас­штабов (l>>l_J) на фоне стационарно­го ср. распределения в-ва нарастают со временем экспоненциально (про­порц. е^wt, где w ~ ÖGr), а в расши­ряющейся (сжимающейся) среде — по степенному закону (пропорц. t^a,

где t — время с начала расширения, а значение а определяется из ур-ния состояния в-ва). Следовательно, су­ществующие на начальных стадиях расширения малые по амплитуде неод­нородности растут со временем; это положение привлекается для объяс­нения возникновения галактик в тео­рии расширяющейся Вселенной. Когда небольшие вначале неоднородности вы­растают настолько, что относит. ве­личина возмущения плотности стано­вится порядка единицы (Dr/r ~ 1), наступает нелинейная стадия роста неоднородностей и возможно образо­вание галактик и скоплений галак­тик. Всё большее развитие получает числ. моделирование этих нелинейных процессов.

• Зельдович Я. Б., Новиков И. Д., Строение и эволюция Вселенной, М., 1975; их же, Теория тяготения и эволюция звезд, М., 1971; Происхождение и эволюция галактик и звезд, М., 1976.

ГРАВИТАЦИОННАЯ ПОСТОЯННАЯ,

фундаментальная физ. константа G, входящая в закон тяготения Ньютона F=GmM/r², где m и М — массы притягивающихся тел (матер. точек), r — расстояние между ними, F — сила притяжения, G= 6,6720(41)X10^-11 Н•м²•кг^-2(на 1980). Наиболее точно значение Г. п. определяется динамич. методом — по изменению пе­риода колебаний крутильных весов, вы­званному приближением притягиваю­щихся масс.

ГРАВИТАЦИОННОЕ ВЗАИМОДЕЙ­СТВИЕ элементарных частиц, наиболее слабое из всех известных фундам. вз-ствий. Наблюдательные проявления Г. в. связаны с его дальнодействующим хар-ром и когерентным усиле­нием гравитац. эффектов в макроскопич. масштабах (см. Тяготение). В ма­кропроцессах эффекты Г. в. характе­ризуются гравитационной постоянной G»6,67•10^-8 см³г^-1 с-². В нерелятив. случае потенц. энергия U Г. в. двух ч-ц определяется их массами m¹ и m₂ и расстоянием r между ними по закону всемирного тяготения Ньюто­на: U=-Gm₁m₂/r. Если воспользова­ться этим законом для оценки Г. в. элем. ч-ц, то, напр., Г. в. для двух протонов на расстоянии r=10^{-13 см} U »1,7•10^-42 эрг »10^-36 МэВ, что в 10³⁶ раз меньше их электростатичес­кого (кулоновского) вз-ствия на том же расстоянии. Поскольку Г. в. ока­зывается столь слабым на характер­ных малых расстояниях, доступных изучению в совр. экспериментах, эф­фекты Г. в. в процессах элем. ч-ц обычно не учитываются. Релятив. классич. теорией Г. в. явл. общая теория относительности (ОТО) Эйнштейна, к-рая в нерелятив. случае в пределе слабых гравитац. полей переходит в теорию тяготения Ньютона. В очень сильных гравитац. полях могут про­исходить квант. процессы образова­ния ч-ц, аналогичные процессам рож­дения пар в сильных эл.-магн. полях. Теор. описание таких процессов рас­сматривается на основе ОТО.

136

 

 

Из постоянных G, h и с может быть составлена величина размерности

массы: m_пл=Öhc/G »10^{-5 г. Эта т.н. планковская масса характеризует энер­гию} m_плс² »10¹⁹ ГэВ, при к-рой дол­жен осуществляться переход к квант. описанию Г. в.; при меньших энер­гиях справедливо классич. описание процессов Г. в.

ОТО связывает Г. в. с общими св-вами метрики пространства-времени. Квантование Г. в. может привести к появлению у пространства-времени дискр. св-в(см. Квантование простран­ства-времени), причём комптоновскую длину волны l_пл=h/m_плс»10^{-33 см можно интерпретировать как фунда­ментальную длину, а время} t_пл=h/m_плс² »10^-43 с — как элем. вре­менной интервал.

Последоват. квант. теория Г. в. ещё не построена. В системе ед. h=с=1 гравитац. постоянная G явл. размер­ной константой с размерностью обрат­ного квадрата массы, поэтому квант. описанию Г. в. отвечала бы неперенормируемая теория. Точно такую же размерность имеет фермиевская кон­станта G_F эфф. вз-ствия слабых токов (G_F=10^-5/m²_p, где m_р — масса прото­на). Согласно единой калибровочной теории слабого и эл.-магн. вз-ствий (т. н. электрослабому вз-ствию; см. Слабое взаимодействие), величина Л—

= Öhc⁵/G_F»300 ГэВ характеризует переход к полной симметрии этих вз-ствий. В совр. калибровочных тео­риях сильного вз-ствия (квантовой хромодинамике) и электрослабого вз-ствия эффекты Г. в. не учитывают­ся. В моделях «великого объедине­ния» сильного, слабого и эл.-магн. вз-ствий характерный масштаб масс, при к-ром происходит восстановление симметрии, оказывается ~10¹⁴ — 10¹⁶ ГэВ, т. е. всего на неск. порядков меньше, чем m_плс². Это наводит на мысль, что в единых калибровочных теориях при энергиях ~ 10¹⁹ ГэВ может происходить переход к пол­ной симметрии всех фундам. вз-ствий, т. е. объединение всех четырёх фун­дам. вз-ствий элем. ч-ц, включая Г. в. В одном из подходов решение этой проблемы связывают с супергра­витацией. При этом с квант. процес­сами Г. в. связаны не только ч-цы со спином 2 — гравитоны, но и ч-цы со спином ³/₂ — «гравитино» и со спи­ном 1 — «грави-фотоны». Интересным следствием существования «грави-фотонов» могли бы быть эффекты антигравитации. Другой подход к объединению Г. в. и остальных вз-ст­вий мог бы быть связан с наличием в теории фундаментальной длины l_пл, что приводило бы к дискретным квант. св-вам пространства-времени и давало бы, напр., автоматич. обрезание УФ расходимостей.

М. Ю. Хлопов.

ГРАВИТАЦИОННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, свободное (не связанное с источника­ми) гравитац. поле, к-рое (подобно эл.-магн. излучению) в виде волн распространяется в пр-ве со скоростью света. Г. и. возникает при неравно­мерном движении масс (тел). Суще­ствование гравитац. волн следует из общей теории относительности Эйн­штейна (см. Тяготение). Эксперимен­тально Г. и. не обнаружено из-за его крайне слабого вз-ствия с в-вом. Эффект излучения гравитац. волн очень слаб в земных лаб. условиях, однако в нек-рых катастрофических астрофиз. явлениях, напр. при вспыш­ке сверхновой звезды, столкновении пульсаров, энергия, уносимая Г. и., может составлять сотые доли от пол­ной энергии звезды. Во мн. лаборато­риях мира создаются спец. антенны для обнаружения всплесков Г. и. от таких источников. Всплески длитель­ностью 10^-3—10^-4 с, вызванные аст­рофиз. катастрофами в соседних с на­шей галактиках, можно ожидать с частотой один раз в месяц. Гравитац. волна должна вызывать в направле­нии, перпендикулярном её распро­странению, относит. смещения сво­бодных «пробных» масс и переменные механич. натяжения в протяжённых телах. Этот эффект и используется при разработке гравитац. антенн. Трудность обнаружения Г. и. с по­мощью таких антенн ясна из след. оценки: амплитуда относит. удлине­ния протяжённого тела (гравитац. антенны), по расчётам, лежит в пре­делах 10^-19—10^-21. Для регистрации столь малых смещений в одних типах антенн применяются лазерные интер­ферометры, в других — криогенная электроника.

Обнаружение Г. и. от внеземных источников будет одновременно озна­чать открытие нового канала астро­физ. информации.

• Мизнер Ч., Торн К., Уипер Дж., Гравитация, пер. с англ., т. 1—3, М., 1977; Брагинский В.Б.,Руденко В.Н., Релятивистские гравитационные экспери­менты, «УФН», 1970, т. 100, в. 3, с. 395.

В. Б. Брагинский.

ГРАВИТАЦИОННОЕ ПОЛЕ     (поле тяготения),   см.   Тяготение.

ГРАВИТАЦИОННОЕ СМЕЩЕНИЕ, изменение частоты эл.-магн. излуче­ния при его распространении в грави­тационном поле. См. Красное сме­щение.

ГРАВИТАЦИОННЫЕ ВОЛНЫ, пере­менное гравитац. поле, к-рое излуча­ется ускоренно движущимися массами, «отрывается» от своего источника и, подобно эл.-магн. излучению, рас­пространяется в пространстве со скоростью света. См. Гравитационное излучение.

ГРАВИТАЦИОННЫЙ КОЛЛАПС, процесс гидродинамич. сжатия тела под действием собств. сил тяготения. Этот процесс в природе возможен толь­ко у достаточно массивных тел, в част­ности у звёзд. Необходимое условие Г. к.— понижение упругости в-ва внутри звезды, к-рое приводит к более быстрому нарастанию при сжатии сил тяготения по сравнению с силами

внутр. давления. Это связано с рас­ходом энергии на расщепление ядер и рождение ч-ц, в т. ч. нейтрино (см. Нейтронизация •вещества), и потерями энергии с нейтрино, уходящими из звезды. В течение эволюции звезды условия, ведущие к Г. к., осуществ­ляются дважды: 1) при образовании звезды из межзвёздной пыли и газа, 2) при исчерпании термояд. горючего и достижении в центре звезды высоких значений плотности (r~10⁷ — 10¹⁰ г/см³) и темп-ры (Т ~ 10⁹— 10¹⁰ К). В первом случае Г. к. оста­навливается после начала в звезде термояд. реакций водородного цикла, ведущих к интенсивному выделению энергии. Второй случай возможен только у достаточно массивных звёзд с М > М_Ч »1,2 m_солн (M_Ч — т. н. пре­дел Чандрасекара, m_солн — масса Солн­ца). Как показывает гидродинамич. теория, Г. к. развивается катастрофич. образом — скорости сжатия близ­ки к скоростям свободного падения. Г. к. или заканчивается остановкой в состоянии горячей нейтронной звезды (r ~ 10¹⁴ г/см³, Т ~ 10¹¹ К), если масса М £2—3 m_солн, или переходит безостановочно в релятивист­ский Г. к. (при М>2—3 m_солн), при­водящий к образованию чёрной дыры. Очень важную роль при Г. к. играет мощное нейтринное излучение, порож­даемое гл. обр. обычными бета-проессами (см. Бета-распад, Нейтрин­ная астрофизика). Фактически нейт­ринное излучение определяет всю ди­намику Г. к., в частности скорости сжатия, время коллапса, темп-ру и плотность в-ва в случае остановки коллапса. Св-ва чёрной дыры описы­ваются общей теорией относительно­сти, поскольку около коллапсирующей звезды изменяются св-ва простран­ства-времени. За исключением ран­них стадий развития Вселенной, Г. к.— единств. путь рождения чёр­ных дыр. Г. к. звёзд может сопровож­даться сбросом внеш. оболочки, что связывается со вспышками сверхно­вых звёзд. Теория предсказывает сброс оболочки у коллапсирующих звёзд сравнительно небольших масс (М ~ M_Ч). Хар-р сброса зависит от структуры оболочки, наличия в ней вращения и магн. поля. При сбросе оболочки, сопровождающем Г. к. центр. части звезды, образуются в большом кол-ве разл. хим. элементы (происходит нуклеосинтез).

• Зельдович Я. Б., Нови­ков И. Д., Теория тяготения и эволюция звезд, М., 1971; Новиков И. Д., Грави­тационный коллапс, в кн.: Физика космоса, М., 1976 (Маленькая энциклопедия).

В. С. Имшенник.

ГРАВИТАЦИОННЫЙ РАДИУС, в об­щей теории относительности (см. Тя­готение) — радиус сферы, на к-рой сила тяготения, создаваемая сфериче­ской, невращающейся массой m, цели­ком лежащей внутри этой сферы, стре-

137

 

 

мится к бесконечности. Г. p. (r_g) определяется массой тела : r_g= 2Gm/c², где G — гравитационная постоянная. Г. р. обычных астрофиз. объектов ничтожно малы по сравне­нию с их действит. размерами; так, для Земли r_g »0,9 см, для Солнца rg » 3 км. Если тело сжать до разме­ров Г. р., то никакие силы не смогут остановить его дальнейшего сжатия под действием сил тяготения. Такой про­цесс, наз. релятивистским гравитаци­онным коллапсом, может происходить с достаточно массивными звёздами (как показывает расчёт, с массой примерно больше двух солн. масс) в конце их эволюции; если, исчерпав ядерное «горючее», звезда не взры­вается и не теряет массу, то, сжимаясь до размеров Г. р., она должна испыты­вать релятив. гравитац. коллапс. При гравитац. коллапсе из-под сферы ра­диуса r_g не может выходить никакое излучение, никакие ч-цы, вторая космич. скорость на r_g равна скорости света. С точки зрения внеш. наблю­дателя, находящегося далеко от звез­ды, с приближением размеров звез­ды к r_g время неограниченно замедля­ет темп своего течения. Поэтому для такого наблюдателя радиус коллапсирующей звезды приближается к Г. р. асимптотически, никогда не стано­вясь меньше его,

И. Д. Новиков.

ГРАВИТАЦИЯ (от лат. gravitas — тяжесть), то же, что тяготение.

ГРАВИТОН, квант гравитац. поля (поля тяготения), обладающий нуле­выми массой и электрич. зарядом и спином 2 (в ед. h). Экспериментально пока не обнаружен.

ГРАД (гон), единица плоского угла, равная 1/100 прямого угла, обознача­ется ^g. 1^g=0,0157 радиан=0,900° (угл. градусов). l°=1,111^g.

ГРАДУИРОВКА средств измерений, метрологич. операция, при помощи к-рой средство измерений (меру или измерит. прибор) снабжают шкалой или градуировочной таблицей (кри­вой). Отметки шкалы должны с требу­емой точностью соответствовать зна­чениям измеряемой величины, а таб­лица (кривая) отражать связь эффекта на выходе прибора с величиной, под­водимой к входу (напр., зависимость эдс термопары термоэлектрич. термо­метра от темп-ры рабочего спая). Г. производится с помощью более точ­ных, чем градуируемые, средств изме­рений, по показаниям к-рых устанав­ливают действит. значения измеряе­мой величины. Точные средства изме­рений градуируют индивидуально, менее точные снабжают типовой шка­лой, напечатанной заранее, или стан­дартной таблицей (кривой) градуиров­ки.

К. П. Широков.

ГРАДУС (от лат. gradus — шаг, сту­пень, степень) температурный, общее наименование разл. ед. темп-ры, соот­ветствующих разным температурным шкалам. Различают Г. шкалы Кель­вина, или кельвин (К), градус Цельсия (°С), Реомюра (°R), Фаренгейта (°F), Ранкина (°Ra). 1K=1°C=0,8°R=l,8°F=l,8°Ra. Кельвин — одна из осн. ед. СИ.

ГРАДУС угловой, единица плоского угла, равна ¹/₉₀ части прямого угла, обозначается °. 1°=60'= 3600", где ' — обозначение угл. минуты, " — угл. секунды. В Г. измеряют также дуги окружности (полная окружность равна 360°).

ГРАММ (франц. gramme, от лат. и греч. gramma — мелкая мера веса), основная ед. массы в СГС система единиц и дольная ед. СИ (0,001 кг). 1 г с точностью до 0,2% равен массе 1 см³ химически чистой воды при темп-ре её наибольшей плотности (ок. 4°С).

ГРАММ-ATOM, выходящее из употре­бления наименование ед. кол-ва в-ва, индивидуальной для каждого конкрет­ного в-ва. 1 Г.-а.— кол-во в-ва (хим. элемента), масса к-рого в граммах равна его ат. массе. В СИ осн. ед. количества в-ва — моль.

ГРАММ-МОЛЕКУЛА, устаревшее на­именование ед. количества в-ва — моля.

ГРАСГОФА ЧИСЛО [по имени нем. учёного и инженера Ф. Грасгофа (Грасхоф, F. Grashof)], подобия крите­рий, определяющий перенос теплоты для случая свободной конвекции, когда движение среды происходит под дей­ствием силы тяжести и вызывается разностью плотностей из-за неравно­мерности поля темп-р, Г. ч.

где g — ускорение свободного паде­ния, l — характерный размер, v — коэфф. кинематич. вязкости, b — коэфф. объёмного расширения, DТ — разница темп-р между поверхностью тела и средой или разл. слоями среды. Г. ч. явл. произведением числа gbDTl²/nv характеризующего отноше­ние силы трения к подъёмной (архи­медовой) силе, на Рейнольдса число Re=vl/hv, где v — скорость течения жидкости или газа.

ГРАФИТ (нем. Graphit, от греч. grapho — пишу), природный и синтетич. кристалл углерода, устойчивый при норм. условиях. Точечная группа сим­метрии 6/mmm, плотность 2,23 г/см³, T_пл=3850±50°С. Кислотоупорен (оки­сляется только при высоких темп-рах), жаропрочен, легко обрабатывается, хорошо проводит электрич. ток. Обладает малым сечением захвата теп­ловых нейтронов, малым коэфф. тре­ния, резкой анизотропией св-в: твёр­дость вдоль оси 6 по шкале Мооса — 1, перпендикулярно этой оси — 5,5 и выше; коэфф. теплового расширения а вдоль оси 6 равен 28,2•10^-6 К^-1, перпендикулярно этой оси: 1,5X10^-6 К^-1. При облучении нейтро­нами увеличиваются твёрдость, элек­тросопротивление, модуль упругости,

а теплопроводность уменьшается (в 20 раз). Синтетич. Г. применяется в кач-ве эррозионностойких покрытий для сопел ракетных двигателей, ка­мер сгорания, для изготовления отд. деталей ракет, в электротехнике и хим. промышленности, а также в кач-ве замедлителя нейтронов в ядер­ных реакторах.

ГРАФИЧЕСКАЯ СТАТИКА (графостатика), учение о графич. методах решения задач статики. Методами Г. с. путём соответствующих геом. построений могут определяться ис­комые силы, изгибающие моменты, центры тяжести и моменты инерции плоских фигур и др. С использова­нием Д'Аламбера принципа методы Г. с. могут применяться к решению задач динамики. Г. с. пользуются в строит. механике при расчётах балок, ферм и др. конструкций, а также при расчётах усилий в разл. деталях ме­ханизмов и машин. По точности рас­чётов методы Г. с. значительно усту­пают аналитическим (численным) ме­тодам.

• См. лит.  при ст.   Статика.

ГРОМКОСТЬ ЗВУКА, величина, ха­рактеризующая слуховое ощущение для данного звука. Г. з. сложным об­разом зависит от звукового давления (или интенсивности звука), частоты и формы колебаний. При неизменной частоте и форме колебаний Г. з. ра­стёт с увеличением звук. давления

Кривые равной громкости — зависимость уровня звук. давления (в дБ) от частоты при заданной громкости (в фонах).

 

(рис.). При одинаковом звук. давле­нии Г. з. чистых тонов (гармонич. колебаний) разл. частоты различна, т. е. на разных частотах одинаковую громкость могут иметь звуки разной интенсивности. Г. з. данной частоты оценивают, сравнивая её с громкостью чистого тона частотой 1000 Гц. Уро­вень звук. давления (в дБ) чистого тона с частотой 1000 Гц, столь же громкого (сравнением на слух), как и измеряемый звук, наз. уровнем гром­кости данного звука (в фонах).

 ГРУППОВАЯ СКОРОСТЬ, скорость движения группы или цуга волн, об­разующих в каждый данный момент времени локализованный в пр-ве волновой пакет (рис. 1). В линейных средах, где соблюдается суперпозиции принцип, его можно рассматривать

138

 

 

как набор гармонич. волн с частотами в интервале w₀-Dw<w<w₀+Dw тем более узком, чем плавнее и протяжён­нее огибающая группы. Длина пакета DL и его спектр. полоса Dw ограниче­ны снизу соотношением DLDk³1, где волновое число k связано с частотой со дисперсионным соотношением w=w(k) (см. Дисперсия волн).

Если среда не обладает дисперси­ей, то все гармонич. волны распро­страняются с одной и той же фазовой

Рис. 1. Волновой пакет.

 

скоростью и пакет ведёт себя как строго стационарная волна — его Г. с. совпадает с фазовой скоростью. При наличии дисперсии волны разл. ча­стот распространяются с разными фа­зовыми скоростями и форма огибаю­щей искажается. Однако для сигна­лов с достаточно узким спектром, когда фазовые скорости гармонич. волн, образующих волн. пакет, мало отличаются друг от друга, и на не слишком больших расстояниях, когда форма огибающей приближённо со­храняется, влияние дисперсии сказы­вается лишь на скорости перемещения

Рис. 2. Последовательные моментальные снимки группы волн в моменты времени t₁, t₂, t₃: a — в случае нормальной дисперсии; б — в случае аномальной дисперсии.

 

огибающей, к-рая и есть Г. с. Посколь­ку распространение двух синусои­дальных волн с близкими частотами w₀+Dw пакета описывается выраже­ниями

sin[(w₀±Dw)t-(k₀±Dk)x],

то скорость их огибающей равна Dw/Dk, что в пределе приводит к ф-ле: v_гр=д(w/дk│_k0.

На рис. 2 представлены три после­довательных мгновенных снимка сиг­нала с узким спектром, распростра­няющегося в среде с дисперсией. Нак­лон пунктирных прямых, соединяю­щих точки одинаковой фазы, харак­теризует фазовую скорость; наклон прямых, соединяющих соответствую­щие точки огибающей (начала и концы сигнала), характеризует Г. с. сигнала. Если при распространении сигнала максимумы и минимумы движутся быстрее, чем огибающая, то это озна­чает, что фазовая скорость данной

группы волн превышает её Г. с. (рис. 2, а). При распространении сиг­нала в его «хвостовой» части возни­кают всё новые максимумы, к-рые постепенно перемещаются вперёд вдоль сигнала, достигают его «головной» части и там исчезают. Такое положе­ние имеет место в случае т. н. норм. дисперсии, т. е. в средах, где показа­тель преломления n увеличивается с ростом частоты гармонической волны (dn/dw>0). Такую дисперсию наз. так­же отрицательной, поскольку с ростом k фазовая скорость v_ф волны убывает. Примеры сред с норм. дисперсией — в-ва, прозрачные для оптич. волн, вол­новоды, изотропная плазма и др. Од­нако в ряде случаев наблюдается ано­мальная (положительная) дисперсия среды (dn/dw<0); в этих случаях Г. с. сигнала превышает v_ф(дw/дk>w/k). Максимумы и минимумы появляют­ся в передней части группы (рис. 2, 6), перемещаются назад и исче­зают в «хвосте» сигнала. Аномаль­ная дисперсия характерна для капил­лярных волн на поверхности воды v_гр=2v_ф), для эл.-магн. и акустич. волн в средах с резонансным погло­щением, а также (при определ. усло­виях) для волн в периодич. структу­рах (кристаллы, замедляющие струк­туры и т. п.). При этом возможна даже ситуация, при к-рой Г. с. на­правлена противоположно фазовой. Понятие Г. с. играет важную роль и в физике и в технике, поскольку все методы измерения скоростей рас­пространения волн, связанные с за­паздыванием сигналов (в т. ч. ско­рости света), дают Г. с. Именно она фигурирует при измерении дальности в гидро- и радиолокации, при зондиро­вании ионосферы, в системах управ­ления косм. объектами и т. д. Соглас­но относительности теории, всегда vгр£c, где c — скорость света в ва­кууме; для фазовых скоростей огра­ничений не существует.

• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; П и р с Дж., Почти все о волнах, пер. с англ., М., 1976; К р а у ф о р д Ф., Волны, пер. с англ., 2 изд., М., 1976 (Берклеевский курс физики, т. 3).

М. А. Миллер, Е. В. Суворов.

ГРЭЙ (Гр, Gy), единица СИ погло­щённой дозы ионизирующего излу­чения и кермы. Названа в честь англ. учёного Л. Грэя (Грей, L. Gray). 1 Гр равен дозе излучения, при к-рой облучённому в-ву массой 1 кг передаётся энергия любого ионизи­рующего излучения 1 Дж. 1 Гр=1 Дж/кг=10⁴ эрг/г=10² рад. ГРЮНАЙЗЕНА ЗАКОН, устанавли­вает, что отношение коэфф. теплового расширения а к теплоёмкости С_V тв. тела (при пост. объёме) не зависит от темп-ры. Для кристаллов с простыми крист. решётками (для большинства элементов и ряда простых соединений, напр. галогенидов):

a/C_V=q_ДVdq_Д/dp,

где q_Д — Дебая температура, V — объём тела, р — давление. Установлен эмпирически в 1908 нем. физиком Э. Грюнайзеном (Е. Gruneisen).

ГУКА ЗАКОН, выражает линейную зависимость между напряжениями и малыми деформациями в упругой сре­де. В 1660 англ. учёный Р. Гук (R. Ноoke) обнаружил, что при растяжении стержня длиной l и площадью попе­речного сечения S удлинение стерж­ня Dl пропорц. растягивающей силе F, т. е. Dl=kF, где k=l/ES (Е — модуль Юнга). Г. з. можно предста­вить в виде: s=Еe, где s=F/S — норм. напряжение в поперечном се­чении, e=Dl/l — относит. удлинение стержня. При сдвиге касат. напряже­ние t пропорц. деформации сдвига у, т. е. t=Gg, где G — модуль сдвига.

В сложном напряжённом состоянии изотропного упругого тела шесть ком­понентов тензора напряжений s_ij свя­заны с шестью компонентами тензора деформации e_ij обобщённым Г. з.: s₁₁=lq+2me₁₁, s₂₂=lq+2me₂₂, . . ., s₃₁=2me₃₁, где q=e₁₁+e₂₂+e₃₃ — относит. изменение объёма, l и m — постоянные Ламе. Следовательно, упругие св-ва изотропного материа­ла определяются двумя константа­ми l и m, через к-рые выражаются др. модули упругости.

В анизотропном материале обобщён­ный Г. з. имеет вид:

причём из 36 модулей упругости С_ij в общем случае анизотропии незави­симы 21. Г. з. справедлив для боль­шинства тв. тел при малых деформа­циях и явл. основным физ. законом упругости теории.

• Ильюшин А. А., Ленский В. С., Сопротивление материалов, М., 1959; Т и м о ш е н к о С. П., Гудьер Дж., Теория упругости, пер. с англ., 2 изд., М., 1979.

В. С. Ленский.

ГЮГОНЬО АДИАБАТА, кривая, оп­ределяемая Гюгоньо ур-нием. См. Ударная волна.

ГЮГОНЬО УРАВНЕНИЕ [по имени франц. учёного П. А. Гюгоньо (P. H. Hugoniot)], уравнение, свя­зывающее плотность и давление в потоке газа перед фронтом ударной волны с плотностью и давлением газа за волной. Кривая, изображающая Г. у., наз. адиабатой Гюго­ньо (см. Ударная волна). Г. у. при­меняется в газовой динамике, а также в теории взрыва и детонации.

ГЮЙГЕНСА ОКУЛЯР, см. Окуляр.

ГЮЙГЕНСА — ФРЕНЕЛЯ ПРИН­ЦИП, приближённый метод решения задач о распространении волн, осо­бенно световых. Согласно этому прин­ципу, первоначально введённому голл. учёным X. Гюйгенсом (Ch. Huygens; 1678), каждый элемент поверхности, к-рой достигла в данный момент вол­на, явл. центром элем. волн, огибаю­щая к-рых будет волн. поверхностью в следующий момент времени (рис. 1);

139

 

 

. обратные элем. волны (пунктирные линии) во внимание не принимаются. Этот принцип упрощает задачу опре­деления влияния всего волн. процес­са, совершающегося в нек-ром объё­ме, на к.-л. точку, сведя её к вычислению действия на данную точку про­извольно выбранной волн. поверх­ности. Принцип Гюйгенса объясняет распространение волн, согласующееся с законами геометрической оптики, но не объясняет явлений дифракции. Франц. физик О. Ж. Френель (A. J. Fresnel; 1815) дополнил прин­цип Гюйгенса, введя представление о когерентности элем. волн и интерфе­ренции волн, что позволило рассмот­реть на основе Г.— Ф. п. многие дифракц. явления (см. Дифракция волн, Дифракция света),

Согласно   Г.— Ф. п.,   волн.   возму­щение в нек-рой точке Р (рис. 2) можно рассматривать как результат ин­терференции элем. вторичных волн, излучаемых каждым элементом не­которой волн. поверхности. На рис. такой поверхностью явл. сферич. по­верхность АОВ волны, излучаемой точечным источником S. Если рас­сматривается распространение волн, ограниченное к.-л. препятствием (напр., отверстие в непрозрачном эк­ране, как на рисунке), то целесооб­разно выбрать волн. поверхность так, чтобы она касалась краёв пре­пятствия.

• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики).