Н

НАВЕДЁННАЯ ПРОВОДИМОСТЬ, то же, что возбуждённая проводимость.

НАВЬЕ — СТОКСА УРАВНЕНИЯ [по имени франц. учёного Л. Навье (L. Navier) и англ. учёного Дж. Стокса (G. Stokes)], дифференциальные ур-ния движения вязкой жидкости (газа). Для несжимаемой (плотность r=const) и ненагреваемой (темп-ра Т=const) жидкости Н.— С. у. в проекциях на оси прямоугольной декар­товой системы координат (система трёх ур-ний) имеют вид:

Здесь t — время, х, у, z — координа­ты жидкой ч-цы, v_x, v_y, v_z — проек­ции её скорости, X, Y, Z — проекции объёмной силы, р —-давление, v=m/r — кинематич. коэфф. вязкости (m— динамич. коэфф. вязкости),

Два других ур-ния получаются заме­ной х на у, у на z и z на х. Н.— С. у. служат для определения v_x.,v_y, v_z, p как функций x, у, z, t. Чтобы замкнуть систему, к ур-ниям (1) присоединяют ур-ние неразрывности, имеющее для несжимаемой жидкости вид:

Для интегрирования ур-ний (1), (2) требуется задать начальные (если дви­жение не явл. стационарным) и гра­ничные условия, к-рыми для вязкой жидкости явл. условия прилипания к твёрдым стенкам. В общем случае (движение сжимаемой и нагреваемой жидкости) в Н.— С. у. учитывается ещё переменность r и зависимость m от темп-ры, что изменяет вид ур-ний. При этом дополнительно используют­ся ур-ние баланса энергии и Клапейро­на уравнение. Н.— С. у. применяют при изучении движения реальных жидкостей и газов, причём в большин­стве конкретных задач ограничивают­ся приближёнными решениями.

• См.  лит.   при  ст.   Гидроаэромеханика.

С.  М.   Тарг.

НАИМЕНЬШЕГО ДЕЙСТВИЯ ПРИН­ЦИП, один из вариационных принци­пов механики, согласно к-рому для данного класса сравниваемых друг с другом движений механич. системы действительным является то, для кото­рого физ. величина, наз. действием, имеет наименьшее (точнее, стационар­ное) значение. Обычно Н. д. п. приме­няется в одной из двух форм.

а) Н. д. п. в форме Гамильтона — Остроградского устанавливает, что среди всех кинематически возможных перемещений системы из одной кон-

фигурации в другую (близкую к пер­вой), совершаемых за один и тот же промежуток времени, действительным является то, для к-рого действие по Гамильтону S будет наименьшим. Матем. выражение Н. д. п. имеет в этом случае вид: dS=0, где d — символ неполной (изохронной) вариации (т. е. в отличие от полной вариации в ней время не варьируется).

б) Н. д. п.    в    форме    Мопертюи — Лагранжа устанавливает, что среди всех кинематически возможных пере­мещений системы из одной конфигура­ции в близкую к ней другую, совершае­мых при сохранении одной и той же ве­личины полной энергии системы, дей­ствительным является то, для к-рого действие по Лагранжу W будет наи­меньшим. Матем. выражение Н. д. п. в этом случае имеет вид DW=0, где D — символ полной вариации (в отли­чие от принципа Гамильтона — Остро­градского, здесь варьируются не толь­ко координаты и скорости, но и время перемещения системы из одной конфи­гурации в другую). Н. д. п. в. этом случае справедлив только для консер­вативных и притом голономных систем, в то время как в первом случае Н. д. п. является более общим и, в частности, может быть распространён на некон­сервативные системы. Н. д. п. поль­зуются для составления ур-ний движе­ния механич. систем и для исследова­ния общих св-в этих движений. При соответствующем обобщении понятий Н. д. п. находит приложения в меха­нике непрерывной среды, в электро­динамике, квант. механике и др.

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

С. М. Тарг.

НАИМЕНЬШЕГО ПРИНУЖДЕНИЯ ПРИНЦИП, то же, что Гаусса прин­цип.

НАИМЕНЬШЕЙ КРИВИЗНЫ ПРИН­ЦИП, то же, что Герца принцип.

НАЙКВИСТА ФОРМУЛА (теорема Найквиста), соотношение, определяю­щее величину тепловых флуктуаций тока или напряжения в электрич. цепи. Получено амер. физиком X. Найквистом (Н. Nyquist) в 1928. Со­гласно Н. ф., обусловленное тепловы­ми флуктуациями ср. значение квад­рата напряжений на концах провод­ника с сопротивлением R, находяще­гося в состоянии теплового равнове­сия при абс. темп-ре Т, равно:

V² = 4RkTDv, (1)

где Dv — полоса частот, внутри к-рой измеряются флуктуации напряжения. При низких темп-pax и достаточно высоких частотах v, когда hv³kT, вме­сто формулы (1) пользуются более общим выражением:

• Киттель Ч., Элементарная статисти­ческая физика, пер. с англ., М., 1960. См. также лит. при ст. Флуктуации электричес­кие.

Э. М. Эпштейн.

НАКАЧКА в квантовой электронике, процесс создания неравновесного со­стояния вещества под воздействием электромагнитных полей, при соуда­рениях с заряж. или нейтр. частица­ми, при резком охлаждении предва­рительно нагретых газовых масс и т. п. Н. может перевести в-во из состояния термодинамич. равновесия в активное состояние (с инверсией населённостей), в к-ром оно может усили­вать и генерировать эл.-магн. волны (см. Квантовая электроника, Лазер, Квантовый усилитель). Термин «Н.» применяется также в радиотехнике и оптике для обозначения процессов воздействия на элементы параметрич. систем.

НАКОПИТЕЛЬ заряженных частиц (накопительное кольцо), элемент сис­темы встречных пучков, представляю­щий собой кольцевую вакуумную ка­меру, находящуюся в магн. поле, в к-рой накапливаются и длительно циркулируют ч-цы от большого числа циклов ускорения  заряж. ч-ц. См. Встречных пучков системы.

НАЛОЖЕНИЯ ПРИНЦИП, то же, что суперпозиции принцип.

НАМАГНИЧЕННОСТЬ, характери­стика магн. состояния макроскопич. тела; в случае однородно намагниченного тела Н. J определяется как маг­нитный момент М ед. объёма тела: J=M/V. В случае неоднородно на­магниченного тела Н. определяется для каждой точки тела (точнее, для каждого физически малого объёма dV): J=dM/dV, где dM — магн. мо­мент объёма dV. Ед. Н. в Междуна­родной системе единиц — ампер на метр (1 А/м — Н., при к-рой 1 м³ в-ва обладает магн. моментом 1 А•м³), в СГС системе единиц — эрг/(Гс•см³). Н. тел зависит от внеш. магн. поля и темп-ры (см. Парамагнетизм, Ферро­магнетизм). У ферромагнетиков за­висимость J от напряжённости внеш. поля Н выражается кривой намагни­чивания (см. Намагничивания кривые, Гистерезис). Н. тела зависит от на­пряжённости внеш. поля Н, магн. св-в в-ва этого тела, его формы и располо­жения во внеш. поле. Между напря­жённостью поля в в-ве h_b и полем H существует соотношение: Н_В=Н-NJ, где N — размагничивающий фактор. В изотропных в-вах направление J совпадает с направлением Н, в ани­зотропных направления J и Н в об­щем случае различны.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; II а р се л л Э., Электричество и маг­нетизм, пер. с англ., М., 1971 (Берклеевский курс физики, т. 2).

443

 

 

НАМАГНИЧЕННОСТЬ ОСТАТОЧНАЯ, намагниченность J_r,к-рую име­ет ферромагн. материал при напря­жённости магн. поля H, равной нулю. Н. о. зависит как от магн. св-в мате­риала, так и от его магн. предысто­рии. (Н. о.— один из осн. параметров магн. гистерезиса.) Н. о. обусловлена задержкой изменения J при умень­шении Н (после предыдущего намаг­ничивания образца) из-за влияния магнитной анизотропии и структур­ных неоднородностей образца. При переходе от состояния макс. намаг­ниченности (в пределе — магн. насы­щения J_s) к состоянию Н. о. векторы J_s в отд. кристаллах поликрист. об­разца поворачиваются от направления Н к направлению осей лёгкого намагни­чивания, ближайших к Н. Т. о., J_r=S_iJ_sv_icosq_i, где сумма бе­рётся по всем j кристаллитам с объёма­ми vi и углами q_i между Н и их осью лёгкого намагничивания; DJ — сум­марная намагниченность зародышей доменов с обратным направлением на­магниченности, возникших при умень­шении H до нуля и представляющих собой исходную ступень новой домен­ной структуры. В простейшем случае циклич. перемагничивания по симмет­ричному циклу Н. о. возрастает при возрастании макс. напряжённости по­ля от цикла к циклу, стремясь к ко­нечному пределу, наз. Н. о. данного материала. Н. о. материала (в-ва) не следует смешивать с Н. о. тела, т. е. со ср. намагниченностью тела в состоя­нии, когда H=0. Н. о. в-ва опреде­ляется при равенстве нулю магн. поля внутри тела (оно складывается векторно из полей всех внеш. источников и размагничивающего поля самого на­магниченного тела). Наиболее устой­чивой Н. о. обладают высококоэрци­тивные материалы (см. Коэрцитивная сила). При нагревании ферромагнети­ков до темп-ры, превышающей Кюри точку, они теряют ферромагнитные св-ва, а вместе с тем и Н. о. К уменьшению Н. о. приводят также ме­ханические сотрясения и вибрации. Явление Н. о. имеет широкое практи­ческое применение (см. Магнит по­стоянный).

• См. лит. при ст. Магнетизм.

НАМАГНИЧИВАНИЕ, процессы установления намагниченности, про­текающие в в-ве при действии на него внеш. магн. полем. В диамагнетиках Н. состоит в возникновении микро­скопических индукц. токов, создаю­щих намагниченность, направленную против внеш. магн. поля. В парамаг­нетиках происходит ориентация хао­тически колеблющихся магнитных мо­ментов атомов или ионов в направ­лении поля. При этом энергия от сис­темы магн. моментов передаётся крист. решётке в-ва и процесс Н. характери­зуется временем спин-решёточной ре­лаксации.

Более сложные процессы происхо­дят при намагничивании ферромагне­тика. В состоянии полного размагни­чивания ферромагн. образец состоит из большого числа доменов, каждый из к-рых намагничен до насыщения, но при этом их векторы намагниченно­сти J_s направлены так, что суммарный магнитный момент образца М=S_iJ_si=0. Н. состоит в переориентации век­торов намагниченности доменов в на­правлении приложенного поля; вклю­чает процессы смещения, вращения и парапроцесс.

Процесс смещения в многодо­менном ферромагнетике заключается в перемещении границ между домена­ми; объём доменов, векторы J_S к-рых составляют наименьший угол с на­правлением напряжённости магн. поля Н, при этом увеличивается за счёт соседних доменов с энергетически ме­нее выгодной ориентацией J_s относи­тельно поля. При своём смещении границы доменов могут менять форму, размеры и собств. энергию. Эти фак­торы в одних случаях способствуют, в других препятствуют процессу сме­щения. Обычно задержка смещения (и Н.) происходит при встрече границы домена с к.-л. неоднородностями структуры ферромагнетика (атомами примесей, дислокациями, микротре­щинами и др.). Для возобновления смещения необходимо вновь изменять Н (либо темп-ру или давление).

Процесс вращения состоит в повороте векторов J_s в направлении поля Н. Причиной возможной задерж­ки или ускорения процесса вращения явл. магнитная анизотропия ферро­магнетика (первоначально векторы до­менов направлены вдоль осей лёгкого намагничивания, в общем случае не совпадающих с направлением Н). При полном совпадении J_s с направлением Н достигается т. н. техническое маг­нитное насыщение, равное величине J_s ферромагнетика при данной темп-ре.

Парапроцесс в большинстве случаев даёт очень малый прирост намагни­ченности, поэтому Н. ферромагнети­ков определяется в осн. процессами смещения и вращения.

Если ферромагнетик, находящийся в состоянии полного размагничивания (J=0), намагничивать в монотонно и медленно возрастающем поле, то полу­чающуюся зависимость J (H) наз. кри­вой первого (первоначального) Н. (см. Намагничивания кривые). Эту кривую обычно подразделяют на пять участков (рис. 1, а и б). Участок I — область начального, или обратимого, намаг­ничивания, где J=c_aH. В этой обла­сти протекают гл. обр. процессы упру­гого смещения границ доменов (при пост. начальной магнитной восприим­чивости c_а). Участок II (область Рэлея) характеризуется квадратичной зависимостью J от Н (в этой области c. линейно возрастает с H). В области Рэлея Н. осуществляется благодаря процессам смещения, как обратимым, линейно зависящим от H, так и необратимым, квадратично зависящим от H (см. Рэлея закон на­магничивания).

Рис. 1. а — кривая первого намагничивания; 6 — схематич. изображение процессов намаг­ничивания в многодоменном ферромагнетике.

 

Область наиб. проницаемостей (III) характеризуется быст­рым ростом J, связанным с необрати­мым смещением междоменных границ. Н. на этом участке происходит скачка­ми (см. Баркгаузена эффект). В обла­сти приближения к насыщению (IV) осн. роль играют процессы вращения. Участок V — область парапроцесса.

Рис. 2. Безгистерезисная кривая намагничивания: теоретическая (1) и эксперимен­тальная (2). Для сравнения приведена кривая первого на­магничивания (3). Наклон кривой (2) обусло­влен неоднородностями материала (пусто­тами, трещинами и т. п.), на к-рых образу­ются внутренние размагничивающие поля.

 

Если после достижения состояния магн. насыщения J_s (в поле H_s) начать уменьшать H, то будет уменьшаться и J, но по кривой, лежащей выше кри­вой первого намагничивания (магн. гистерезис). Гистерезис сказывается и при Н.— он затрудняет рост J с уве­личением поля, при отсутствии гисте­резиса значение J уже в слабых полях приближается к J_s, отличаясь от J_s

Рис. 3. Кривые на­магничивания фер­ромагн. образцов разл. длины и фор­мы: 1 — тороид; 2 — длинный тон­кий образец; 3 — короткий толстый образец; Н_разм— внутр. размагничи­вающее поле, зави­сящее от формы об­разца.

 

на величину, обусловленную процес­сами вращения. Вклад процессов сме­щения и вращения в результирую­щую намагниченность ферромагн. образца на различных участках кри­вой намагничивания зависит от его текстуры магнитной, наличия дефек­тов крист. решётки, формы образца и др. факторов. Существенное влияние

444

 

 

формы образца на ход кривой Н. обус­ловлено действием собств. магн. поля образца (размагничивающего фактора, рис.  3).

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

НАМАГНИЧИВАНИЯ КРИВЫЕ, графики, таблицы или формулы, пока­зывающие зависимость намагниченно­сти J или магнитной индукции В от напряжённости магнитного поля Н. Если известна зависимость J(H), то по ней можно построить для того же вещества кривую индук­ции В(Н), так как одновременно значения В, J, Н, относящиеся к од­ному элементу объёма вещества, свя­заны соотношением: B=H+4pJ (в СГС системе единиц) или В=m₀ (H+J) (в ед. СИ, здесь m₀ — магнитная по­стоянная).

Н. к. магнитных материалов зави­сят не только от физ. св-в материалов и внеш. условий, но и от последова­тельности прохождения различных

Рис. 1. Кривые первого намагничивания пермаллоевых сплавов: 1 — хромовый пермал­лой (78% Ni, 3,8% Cr, остальное Fe); 2 — молибденовый пермаллой (79% Ni, 4% Mo, 0,2% Mn, остальное Fe); 3 — пермаллой с 75,8% Ni, 24,2% Fe; 4 — пермаллой с 45% Ni, 55% Fe.

магн. состояний, в связи с чем рассмат­ривают неск. видов Н. к.: а) кривые первого намагничивания (рис. 1) — последовательности значений J (H) или В(Н) в-ва при монотонном возраста­нии Н из нач. состояния с B=H=J=0 (при этом Н не меняет направления); б) кривые цикличного перемагничивания (статич. петли гистерезиса) —

Рис. 2. Семейство симметричных петель ги­стерезиса (г) и осн. кривая намагничивания (1) для молибденового пермаллоя; Н_c — ко­эрцитивная сила.

 

зависимости В (Н) или J(Н), получае­мые после многократного прохожде­ния определ. интервала значений Н в прямом и обратном направлениях (рис. 2); в) основные (или коммутаци­онные) кривые — геом. место вершин симметричных петель перемагничивания (рис. 2) и др.

По Н. к. определяют хар-ки магн. материалов (намагниченность оста­точную, коэрцитивную силу, магнит­ную проницаемость и др.), они служат для расчётов магнитных цепей элек­тромагнитов, магн. пускателей, реле и др. электротехнич. устройств и приборов.

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

НАМАГНИЧИВАЮЩАЯ СИЛА, то же, что магнитодвижущая сила.

НАНО... (от греч. nanos — карлик), приставка к наименованию единицы физической величины для образования названия дольной единицы, равной 10^-9 от исходной единицы. Обозначе­ния: н, n. Пример: 1 нм (нанометр)=10^{-9 м.}

НАПОР в гидравлике, линейная величина, выражающая удельную (отне­сённую к ед. веса) механич. энергию потока жидкости в данной точке. Пол­ный запас уд. энергии потока Н (пол­ный Н.) определяется Бернулли урав­нением: H=z+p_v/g+v²/2g , где z — высо­та рассматриваемой точки над пло­скостью отсчёта, p_v — давление жид­кости, текущей со скоростью v, g — уд. вес жидкости, g — ускорение силы тяжести. Два первых слагаемых трёх­члена определяют собой сумму удель­ных потенц. энергий положения (z) и давления (p_vlg), т. е. полный запас удельной потенц. энергии, наз.

г и д р о с т а т и ч е с к и м Н., а третье слагаемое — удельную кинетич. энер­гию (скоростной Н.). Вдоль потока Н. уменьшается. Разность Н. в двух поперечных сечениях потока реальной жидкости H₁-H₂=h_v наз. потерянным Н. При движении вязкой жидкости по трубам потерян­ный Н. вычисляется по Дарси — Вейсбаха формуле.

НАПРАВЛЕННОСТЬ АКУСТИЧЕС­КИХ ИЗЛУЧАТЕЛЕЙ И ПРИЕМНИ­КОВ, способность излучать (прини­мать) звук. волны в одних направлени­ях в большей степени, чем в других. При излучении направленность акустич. преобразователя обусловливается интерференцией когерентных звук. ко­лебаний, приходящих в каждую точку среды от отд. малых по сравнению с длиной волны в среде участков излу­чателя, а при приёме — интерферен­цией давлений на поверхности приём­ника.

Н. а. и. и п. обычно описывают: характеристикой направ­ленности — отношением звук. дав­ления в данном направлении к его значению в направлении макс. излу­чения на том же расстоянии от излу­чателя, представленном в ф-ции направления, и к о э ф ф и ц и е н т о м  к о н ц е н т р а ц и и, или коэфф. направленного действия, т. е. отношением ин­тенсивности звука, создавае­мой данным излучателем в на­правлении макс. излучения, к интенсивности ненаправленного излучателя той же мощности на том же расстоянии.

Хар-ку направленности в сечении нек-­рой плоскостью, проходящей через на­правление макс. излучения, представ­ляют обычно в полярной системе коор­динат (рис.).

НАПРЯЖЕНИЕ механическое, мера внутр. сил, возникающих при дефор­мации материала. Для введения поня­тия «Н.» мысленно вырезается из сре­ды нек-рый объём, по поверхности F к-рого распределены силы вз-ствия с остальной частью среды, возникаю­щие при деформации. Если DР — равнодействующая (гл. вектор) сил вз-ствия на элементе поверхности DF, содержащем рассматриваемую точку А, то предел отношения DP/DF при DF®0 наз. вектором на­пряжения S_n в точке А на пло­щадке с нормалью п. Величины про­екций вектора Н. на нормаль n и на касательную плоскость наз. нормаль­ным s_n и касательным t_n напряжения­ми. Н. наз.  у с л о в н ы м,  если при его вычислении сила относится к пло­щади сечения в недеформированном состоянии, и  и с т и н н ы м, если учтено изменение площади при дефор­мации. Чтобы определить напряжён­ное состояние в точке, надо найти ве­личины, по к-рым можно вычислить Н. на любой из бесчисл. множества пло­щадок, проходящих через эту точку. Вектор Н. S₁, действующий на элем. площадке, перпендикулярной оси Ох₁, в проекциях на оси координат Ох₁х₂х₃ обозначают через s₁₁, s₁₂, s₁₃, а для элем. площадок, перпендикулярных осям Ох₂ и Ох₃,— через s₂₁, s₂₂, s₂₃ и s₃₁, s₃₂, s₃₃. При этом s₁₁, s₂₂, s₃₃ — нормальные Н., а s₁₂=s₂₁, s₂₃=s₃₂, s₃₁=s₁₃ — касательные Н. Шесть ве­личин s_ij (i, j=1, 2, 3) образуют тен­зор напряжений в рассмат­риваемой точке. Н. на любой площад­ке в той же точке вычисляется через величины s_ij, т. е. тензор Н. полно­стью определяет напряжённое состоя­ние в точке. Если известны s_ij как ф-ции координат, то они определяют напряжённое состояние всего тела. На­пряжённое состояние наз. однород­ным, если s_ij не зависят от координат

точки. Величина s=1/3(s₁₁+s₂₂+s₃₃)

наз. средним (гидростатическим) Н. В каждой точке тела есть три взаимно перпендикулярные площадки, на к-рых касательные Н. равны нулю. Перпендикуляры к ним наз. глав­ными осями Н. в точке, а нор­мальные Н. на них s₁, s₂, s₃ — глав-

445

 

 

ными Н. См. также Девиатор на­пряжений, Интенсивность напряже­ний.

Непосредственно Н. не измеряется. В однородном напряжённом состоянии Н. вычисляется через величины дейст­вующих на тело сил. В неоднородном напряжённом состоянии Н. опреде­ляется косвенно — по эффектам его действия, напр. по пьезоэлектрич. эффекту, эффекту двойного лучепре­ломления (см. Поляриаационно-оптический метод исследования).

• Ильюшин А. А., Л е н с к и й В. С., Сопротивление материалов, М., 1959.

В.  С. Ленский.

НАПРЯЖЕНИЕ электрическое, см. Электрическое напряжение.

НАПРЯЖЕНИЯ ГЛАВНЫЕ, см. Напряжение механическое.

НАПРЯЖЁННОСТЬ МАГНИТНОГО ПОЛЯ, векторная величина Н, яв­ляющаяся количеств. хар-кой магн. поля. Н. м. п. не зависит от магн. св-в среды. В вакууме Н. м. п. совпадает с магнитной индукцией В, численно H=B в СГС системе единиц и H=В/m₀ в , Международной системе единиц (СИ), m₀ — магнитная постоянная. В среде Н. м. п. Н определяет тот вклад в магн. индукцию B, к-рый дают внеш. источники поля: Н=В-4pJ (в систе­ме ед. СГС) или H=(B/m₀)-J (в СИ), где J— намагниченность среды. Если ввести магнитную проницаемость сре­ды m, то для изотропной среды Н=В/mm₀ (в СИ). Единица Н. м. п. в СИ — ампер на метр (А/м), в системе ед. СГС — эрстед (Э); 1 А/м=4pХ10^-3 Э»1,256•10^-2 Э.

Н. м. п. прямолинейного провод­ника с током I (в СИ) H=Il2pa (a — расстояние от проводника); в центре кругового тока H=I/2R (R — радиус витка с током I); в центре соленоида на его оси H=nI (n — число витков на ед. длины соленоида). Практич. опре­деление Н в ферромагн. средах (в магн. материалах) основано на том, что тангенциальная составляющая Н не изменяется при переходе из одной среды в другую. Методы измерения Н. м. п. рассмотрены в ст. Магнитные измерения, Магнитометр.

НАПРЯЖЕННОСТЬ ЭЛЕКТРИЧЕ­СКОГО ПОЛЯ, векторная величина E, являющаяся осн. количеств. хар-кой электрич. поля; определяется отношением силы, действующей со сто­роны поля на электрич. заряд, к вели­чине заряда (при этом заряд должен быть малым, чтобы не изменять ни величины, ни распределения тех за­рядов, к-рые порождают исследуемое поле). В вакууме Н. э. п. удовлетво­ряет принципу суперпозиции, соглас­но к-рому полная напряжённость поля в точке равна геом. сумме напряжённостей полей, создаваемых отд. заряж, ч-цами. Для электростатич. поля Н. э. п. может быть представлена как гра­диент электрич. потенциала j: Е=-gradj.   В   системе   СИ   Н. э. п, измеряется в В/м.

НАРУШЕННОЕ ПОЛНОЕ ВНУТРЕН­НЕЕ ОТРАЖЕНИЕ (НПВО), явле­ние, основанное на проникновении световой волны из оптически более плотной среды (с показателем прелом­ления n₁) в менее плотную среду (с по­казателем преломления n₂) на глубину порядка длины волны при полном внутреннем отражении. Нарушение полного внутр. отражения заключает­ся в том, что коэфф. отражения света R от границы раздела сред становится меньше единицы вследствие поглоще­ния света в слое, в к-рый проникает волна в отражающую среду. Степень ослабления отражённой волны зави­сит от поляризации падающей волны и пропорц. показателю поглощения c₂ второй среды, а спектр НПВО по­добен спектру поглощения этой среды. Нарушение полного внутр. отражения, несущественное для геом. оптики, по­служило основой для развития т. н. спектроскопии НПВО, имеющей ряд преимуществ перед традиц. методами исследования спект­ров отражения и поглощения. Осо­бенно эффективен метод НПВО для ис­следований поверх­ностных оптич. св-в объектов, а также для сильно поглощающих сред. Схема измерения оптич. постоянных приве­дена на рисунке (I₀ — интенсивность падающей, а I — отражённой свето­вой волны). Для выполнения условия полного внутр. отражения (n₂<<n₁) исследуемое в-во приводится в идеаль­ный контакт с оптич. элементом (обыч­но призмой), прозрачным в выбранном диапазоне частот, с большим n₁ (кри­сталлы — корунд, фианит, германий и др., оптич. керамика, халькогенидные стёкла и т. п.). Нужный контакт легко достигается при исследовании жидкостей. Тв. тела приводятся в оп­тический контакт с вспомогат. оп­тич. элементом или в кач-ве среды с большим n₁ используется специально выбранная жидкость. В рентг. диапа­зоне эл.-магн. волн вспомогательный оптич. элемент не требуется, посколь­ку все в-ва в этой области имеют n₂<1 и условие n₂<n₁ выполняется на гра­нице с воздухом. На практике спектры НПВО получают при углах падения i, значительно больших критич. угла j_кр=arcsin(n₂/n₁), а показатель по­глощения вычисляется из соотноше­ния: R=ехр(-c₂d'), где d' — путь, пройденный лучом света в исследуе­мой среде.

Для увеличения контрастности спек­тров НПВО увеличивают число отра­жений (метод многократного НПВО — МНПВО), что эквивалентно увеличе­нию d'. Методы НПВО особенно эфф. для интервала 1 •10^-2<c₂<1, тогда как при использовании метода погло­щения в этом случае необходимы объ­екты микронной толщины. Малые c₂

измеряются при i»i_кр, и используется возникающая при этом поверхностная оптич. волна, распространяющаяся вдоль поверхности исследуемого тела на сравнительно большое расстояние. Из спектров НПВО и МНПВО можно определить оптич. постоянные n₂ и c₂ в-ва с помощью Френеля формул и Крамерса — Кронига соотношения.

Разл. модификации методов НПВО применяются для аналитич. целей и в физ. эксперименте: изучаются поверх­ностные эл.-магн. волны (плазмоны, поляритоны), адсорбционные явления, структура тонких слоев и т. д. Явле­ние НПВО следует учитывать при пере­даче световых сигналов на большое расстояние с помощью световодов.

• X а р р и к Н., Спектроскопия внутрен­него отражения, пер. с англ., М., 1970; З о л о т а р е в В. М.,

К и с л о в с к и й Л. Д., О возможностях изучения контуров полос в спектрофотометрии НПВО, «Оптика и спектроскопия», 1965, т. 19, в. 5, с. 809; З о л о т а р е в В. М., Л ы г и н В. И.,

Т а р а с е в и ч Б. Н., Спектры внут­реннего отражения поверхностных соедине­ний и адсорбированных молекул, «Успехи химии», 1981, т. 50, в.1, с. 24.

В.    М.    Золотарев.

НАСЕЛЕННОСТЬ УРОВНЯ (заселён­ность уровня), число ч-ц в ед. объема в-ва, находящихся в определённом энергетич. состоянии (на данном энергетич. уровне). См. Уровни энергии. НАСЫЩЕННЫЙ ПАР, пар, находя­щийся в термодинамич. равновесии с жидкостью (или тв. телом) того же хим. состава. Жидкость и её Н. п. находятся в состоянии дпнамич. рав­новесия: число молекул, переходя­щих из жидкости в пар в ед. времени, равно числу молекул пара, возвращающихся в жидкость за то же время. Н. п., содержащий капельки жидко­сти, наз. влажным, а не содержащий — сухим. Состояние сухого Н. п. неус­тойчиво: при малейшем отводе теплоты он частично конденсируется и стано­вится влажным, а при подводе теплоты превращается в перегретый пар. В ин­тервале темп-р и давлений, в к-ром возможно термодинамич. равновесие жидкости и пара (между тройной точ­кой и критической точкой), каждому давлению соответствует определ. темп-pa насыщения пара.

НЕБЕСНАЯ МЕХАНИКА, наука о движении небесных тел. Она изучает поступат., вращат., деформационные движения естеств. и искусств. небес­ных тел под влиянием сил гравитац. вз-ствия, воздействия среды, эл.-магн. сил, сил светового давления и др. Проблемы Н. м.: 1) теория движения больших планет Солн. системы. Клас­сическая Н. м. изучает движение боль­ших планет, рассматривая их как ма­териальные точки, тяготеющие друг к другу и к Солнцу по закону всемир­ного тяготения. Методы теории возму­щений позволили описать движение планет достаточно точно. Выдающим­ся достижением классич. теории стало теор. открытие в 1845 Нептуна англ. астрономом Дж. Адамсом и франц. астрономом У. Леверье. В совр. эпоху практика косм. полётов существенно

446

 

 

повысила требования к точности тео­рии движения планет. Это привело к появлению ряда фундам. работ (гл. обр. в СССР, США, Японии) по уточ­нению движения больших планет. 2) Теория движения малых планет (ас­тероидов), в к-рой можно выделить два перспективных направления: построе­ние уточнённых теорий движения отд. астероидов в связи с задачами освое­ния косм. пр-ва; построение глобаль­ных теорий, объясняющих существую­щее распределение элементов орбит астероидов. 3) Создание теории дви­жения комет, в частности в связи с перспективами косм. полётов к ним. 4) Задача о движении естеств. спутни­ков планет. 5) Проблема трёх тел — важная модельная задача о движении трёх взаимно тяготеющих материаль­ных точек, напр. косм. аппарата в сис­теме Земля — Луна или астероида в системе Солнце — Юпитер. Особый ин­терес представляет изучение равновес­ного движения к.-л. тела в полях тяготения двух других тел — опреде­ление св-в т. н. «точек либрации», ввиду их перспективности для прак­тики косм. полётов (см. Трёх тел за­дача). 6) Теория движения Луны — одна из сложных и до сих пор акту­альных задач Н. м. 7) Проблема ус­тойчивости Солн. системы. Постановка проблемы и первые результаты при­надлежат франц. учёным П. Лапласу и Ж. Лагранжу. Достижения матема­тики последних лет (теория Колмого­рова — Арнольда — Мозера) позво­лили существенно продвинуть решение классич. проблемы об устойчивости Солн. системы. В. И. Арнольдом по­лучен след. результат: большие полу­оси орбит планет, их наклонения и экс­центриситеты вечно остаются вблизи исходных значений, если эксцентри­ситеты орбит и их наклонения малы (это условие выполняется), а периоды обращения несоизмеримы (условие нерезонансности движений в системе). В реальной Солн. системе дело обстоит, скорее, наоборот: резонансные соот­ношения между частотами, характери­зующими орбит. движения тел Солн. системы, явл. правилом. 8) Резонанс­ные проблемы небесной механики. Средние движения планет довольно точно удовлетворяют нек-рым резо­нансным соотношениям между часто­тами их обращения вокруг Солнца (наиб. известен резонанс 5 : 2 для Юпитера и Сатурна). Известны и резо­нансные соотношения между ср. дви­жениями естеств. спутников планет. Осевое вращение Луны (и мн. других естеств. спутников планет) находится в соизмеримости 1 : 1 с орбит. дви­жением; осевое вращение Меркурия имеет с орбит. движением соизмери­мость 3:2. Обилие подобных фактов (здесь перечислена лишь малая их часть) позволяет предположить, что тенденция к резонансным движениям в H. м. есть объективная закономер­ность, к-рую можно использовать, напр., для стабилизации движения

ИСЗ. Построение теории, объясняю­щей эти факты во всей их полноте,— актуальная задача Н. м. 9) Теория вращат. движений естеств. небесных тел. Она развивалась классической Н. м. применительно к вращению Зем­ли и Луны (лунно-солн. прецессия и нутация земной оси, законы Кассини вращения Луны, классич. линейная теория либрации Луны). В 20 в. эти теории продолжают успешно разви­ваться, расширяется область их при­ложения. Так, установлена двойная синхронизация (двойной резонанс) ме­жду осевым вращением и орбит. дви­жением небесного тела, между движе­нием осп вращения тела и возмущён­ной прецессией орбиты — т. н. обоб­щённые законы Кассини, к-рым под­чиняется вращение Меркурия и ряда естеств. спутников планет. 10) Теория движения (поступательного и враща­тельного) искусств. небесных тел — большой раздел Н. м., появившийся в сер. 20 в. в связи с задачами, постав­ленными практикой косм. полётов. Эти задачи аналогичны задачам о движе­нии естеств. небесных тел, но требуют, как правило, учёта большого числа факторов. Усложнение задач косм. полётов выдвигает повышенные тре­бования не только к точности теории движения тел в космосе, но и к службе наблюдений.

Построение точных теорий движения искусств. косм. объектов способствует решению и нек-рых классич. задач Н. м., напр. определению фигур Зем­ли, Луны и др. планет Солн. системы.

• Дубошин Г. Н., Небесная механика. Основные задачи и методы, 3 изд., М., 1975; его же, Небесная механика. Аналитиче­ские и качественные методы, 2 изд., М., 1978; Грсбеников Е. Д., Рябов Ю. А., Новые качественные методы в небесной меха­нике, М., 1971; Маркеев А. II., Точки либрации в небесной механике и космодинамике, М., 1978; Белецкий В. В., Очер­ки о движении космических тел, 2 изд., М., 1977; его же, Движение искусственного спутника относительно центра масс, М., 1965; Справочное руководство по небесной механике и астродинамике, 2 изд., М., 1976; Эльясберг П. Е., Введение в теорию полета искусственных спутников Земли, М., 1965.

В. В. Белецкий.

НЕВЕСОМОСТЬ, состояние матери­ального тела, движущегося в поле тя­готения, при к-ром действующие на не­го силы тяжести или совершаемое им движение не вызывают давлений ч-ц тела друг на друга. Если тело покоится в поле тяжести Земли на горизонтальной плоскости, то на него действуют сила тяжести и направленная в проти­воположную сторону реакция плоско­сти, в результате чего возникают дав­ления ч-ц тела друг на друга. Челове­ческий организм воспринимает такие давления, как ощущение «весомости». Аналогичный результат имеет место для тела, к-рое находится в лифте, движущемся по вертикали вниз с ус­корением a¹g, где g — ускорение свободного падения. Но при a=g тело (все его ч-цы) и лифт совершают сво­бодное падение и никаких взаимных давлений друг на друга не, оказывают, т. е. имеет место Н.. При этом на все

ч-цы тела, находящегося в состоянии Н., действуют силы тяжести, но нет внеш. сил, приложенных к поверхно­сти тела (напр., реакций опоры), к-рые могли бы вызвать взаимные дав­ления ч-ц друг на друга. Подобное же состояние наблюдается для тел, помещённых в ИСЗ (или косм. кораб­ле); эти тела и все образующие их ч-цы, получив вместе со спутником соответствующую нач. скорость, дви­жутся под действием сил тяготения вдоль своих орбит с равными ускоре­ниями, как свободные, и не оказывают давлений друг на друга, т. е. находят­ся в состоянии Н.

Вообще тело под действием внеш. сил будет в состоянии Н., если: а) дей­ствующие внеш. силы явл. только мас­совыми (силы тяготения); б) поле этих массовых сил локально однородно, т. е. силы поля сообщают всем ч-цам тела в каждом его положении одина­ковые по величине и направлению ус­корения; в) нач. скорости всех ч-ц тела по величине и направлению оди­наковы (тело движется поступательно). Т. о., любое тело, размеры к-рого очень малы по сравнению с земным ра­диусом, совершая свободное поступат. движение в ноле тяготения Земли, будет, при отсутствии других внеш. сил, находиться в состоянии Н. То же имеет место при движении в поле тя­готения любых др. небесных тел.

Вследствие значит. отличия условий Н. от земных условий, в к-рых созда­ются и отлаживаются приборы и агре­гаты ИСЗ, косм. кораблей и их ракет-носителей, проблема Н. занимает важ­ное место среди др. проблем космо­навтики.

Особенно необходимо учитывать своеобразие условий Н. при полёте обитаемых косм. кораблей: условия жизни человека в состоянии Н. резко отличаются от привычных земных, что вызывает изменения ряда его жиз­ненных функций. Поэтому при длит. полётах человека на орбитальных (око­лоземных) или межпланетных станци­ях предполагается создавать искусств. «тяжесть», к-рую можно получить, напр., располагая рабочие помещения в кабинах, вращающихся вокруг центр. части станции (т. е. движущих­ся непоступательно). Вследствие этого вращения тела в кабине будут прижи­маться к её боковой поверхности, к-рая будет играть роль «пола», а реакция «пола», приложенная к поверхностям тел, будет создавать искусств. «тя­жесть».

С. М. Тарг.

НЕГОЛОНОМНЫЕ СИСТЕМЫ, механич. системы, на к-рые, кроме геомет­рических, налагаются ещё кинематич. связи, не сводящиеся к геометрическим и наз. неголономными (см. Голономные системы). Пример Н. с.— шар, катя­щийся без проскальзывания по шеро­ховатой плоскости. При этом налагает­ся ограничение не только на положение

447

 

 

центра шара (геом. связь), но и на скорость точки его касания с плос­костью, к-рая в любой момент време­ни должна быть равна нулю (кинематич. связь, не сводящаяся к геометри­ческой) .

Движение Н. с. изучают с помощью спец. ур-ний (ур-ния Чаплыгина, Аппеля) или ур-ний, получаемых из дифф. вариационных принципов меха­ники.

• Добронравов В. В., Основы ме­ханики неголономных систем, М., 1970. См. также лит. при ст. Механика.

С. М. Тарг.

НЕЕЛЯ ТОЧКА (антиферромагнитная точка Кюри), темп-pa Т_Н, выше к-рой антиферромагнетик превращает­ся в парамагнетик (фазовый переход II рода). Вблизи Т_н наблюдается специфич. температурная зависимость физ. св-в антиферромагнетиков (тепло­ёмкости, коэфф. теплового расшире­ния, электропроводности и др.). Н. т. названа по имени франц. физика Л. Нееля (L. Neel). См. Антиферромагне­тизм.

НЕЙМАНА ПРИНЦИП, постулат, устанавливающий связь симметрии макроскопич. физ. св-в кристалла с сим­метрией его внеш. формы. Согласно Н. п., группа симметрии любого спон­танно присущего кристаллу физ. св-ва должна включать в себя опера­ции симметрии точечной группы сим­метрии кристалла (см. Симметрия кристаллов, Кристаллофизика, Кюри принцип). Установлен нем. физиком Ф. Э. Нейманом (F. Е. Neumann).

НЕЙТРАЛЬНЫЙ ТОК в квантовой теории поля, ток в слабом вз-ствии («слабый ток»), к-рый описывает пере­ходы без изменения электрич. зарядов ч-ц; аналог эл.-магн. тока. На опыте наблюдались лишь Н. т. без изменения странности, «очарования», лептонных зарядов и др. квант. чисел. Н. т. от­крыты в 1973 при изучении процессов вз-ствия нейтрино высоких энергий (³1 ГэВ) с нуклонами. Наряду с обычными процессами образования мю­онов m^± при вз-ствии мюонных нейтрино и антинейтрино с нуклонами:

v_m+N®m^-+адроны  (1)

v^~_m+N®m⁺+адроны  (2)

сопровождающимися изменением за­ряда лептона,— заряженными токами (нейтральные v_m, v^~_m, переходят в за­ряженные m^-, m⁺), наблюдались безмюонные нейтринные процессы — Н. т.:

v_m+N®m+адроны  (3)

v^~_m+N®m^~+адроны  (4)

 

Отношения R_v и R_v^~ сечений процес­сов (3) и (1). (4) и (2) оказались рав­ными: R_v»0,30; R_v^~»0,35.

Н. т. естественно возникают в еди­ной теории слабого и эл.-магн. вз-ствий (см. Слабое взаимодействие). В соот­ветствии с этой теорией процессы (3) и

(4) обусловлены обменом нейтральным промежуточным векторным бозоном Z между нейтральными нейтринным и адронным слабыми токами (рис. 1) аналогично тому, как процесс рассея­ния эл-нов на нуклонах e^-+N ®е^-+адроны обусловлен обменом фото­ном между эл.-магн. электронным и адронным токами.

Обмен   Z-бозоном   между   нейтрин­ным   и   электронным   слабыми   Н. т.

обусловливает процессы рассеяния v_m и v^~_m на эл-нах (рис. 2). Такие процес­сы также наблюдались эксперимен­тально; их сечения приблизительно в 10⁴ раз меньше сечений процессов (3) и (4).

Обмен Z-бозоном между электрон­ным Н. т. и адронным током обуслов­ливает слабое вз-ствие эл-на с нукло­ном. Такое вз-ствие приводит к нару­шению сохранения чётности в ат. переходах, в глубоко неупругом рас­сеянии продольно поляризов. эл-нов на неполяризов. нуклонах и др. Ожи­даемые эффекты чрезвычайно малы вследствие того, что между эл-нами и нуклонами имеется намного более ин­тенсивное, чем слабое, эл.-магн. вз-ствие, сохраняющее чётность. В 1978 такие эффекты несохранения чётности были наблюдены.

Все имеющиеся данные по Н. т. согласуются с теорией Глэшоу — Вайнберга — Салама.

• Биленький С. М., Лекции по физике нейтринных и лептон-нуклонных про­цессов, М., 1981; О к у н ь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981.

С. М. Биленький.

НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА, ис­следует роль процессов с участием нейтрино в звёздах и др. косм. объ­ектах. У стационарных звёзд гл. по­следовательности (см. Звёзды) нейтри­но, для к-рых толща звёзд прозрачна, уносят часть энергии, выделяющейся в звёздных недрах при термоядерных реакциях (от 2 до 32% в водородном цикле и ~7% в углеродном цикле). Роль нейтрино резко возрастает на поздних стадиях эволюции звёзд. Для этих стадий универс. теория слабых взаимо­действий предсказывает ряд процес­сов рождения пар нейтрино v — анти­нейтрино v, благодаря к-рым потери энергии с потоками нейтрино превос­ходят фотонные потери, что приводит к резкому (в десятки раз) ускорению темпа эволюции. В кач-ве процессов, ведущих к рождению пар v, v, рассмат­ривают аннигиляцию электронно-позитронных пар, тормозное излучение, фоторождение, распад плазмона, синхротронное излучение. Согласно теор. расчётам, особую роль нейтрино игра­ют в ходе гравитационного коллапса

звёзд большой массы, когда гл. источ­ником нейтрино становятся бета-про­цессы в горячей плазме. Основными становятся бета-процессы: e^-+(Z, А)®(Z-1, A)+v   и   e⁺+(Z-1, A)®(Z, А)+v^~-. В кач-ве важнейшей пары ядер (Z, А) и (Z-1, А), где Z — электрич. заряд, А — ат. масса ядра, служат свободные нуклоны — протон р (1,1) и нейтрон n (0,1). Если оба эти процесса равновероятны, то хим. сос­тав звёздной плазмы не изменяется. Однако в ходе гравитац. коллапса ве­роятность первого процесса несколько преобладает. Тогда преимуществ. излу­чению нейтрино сопутствует, очевид­но, процесс нейтронизации вещества.

В нек-рый момент гравитац. коллап­са (при достижении в-вом плотности r~10¹² г/см³ и темп-ры Т ~10¹⁰ К) в-во звезды становится непрозрачным для нейтринного излучения, темп кол­лапса замедляется. Нейтрино стано­вятся определяющим фактором в пере­носе энергии в непрозрачном ядре звезды, потоки же нейтрино с поверх­ности ядра звезды прогревают её внеш. слои, способствуя их термояд. взрыву и сбросу оболочки. В это время (примерно за 10 с) звезда испускает ~10⁵³—10⁵⁴ эрг энергии в виде потоков v и v (почти равных по интенсивности) с энергией ч-ц 10—15 МэВ. Сбросу оболочки коллапсирующей звезды со­действуют также эффекты когерент­ного рассеяния v на ядрах с большими ат. массами и рассеяния v на эл-нах.

Регистрация потоков нейтрино от Солнца, а также нейтринных импуль­сов от коллапсирующих звёзд в Галак­тике — осн. задачи нейтринной астро­номии (раздела астрономии, изучающе­го небесные тела по их нейтринному излучению).

• Нейтрино. Сб. ст., пер. с англ., М., 1970;

Березинский     В.   С.,      Зацепин Г.  Т.,  Нейтринная  астрофизика,  М.,   1975.

В.   С.  Имшенник.

НЕЙТРИНО (v), лёгкая (возможно, безмассовая) электрически нейтраль­ная ч-ца со спином ¹/₂ (в ед. ћ), участ­вующая только в слабом и гравитац. вз-ствиях. Н. принадлежит к классу лептонов, а по статистич. св-вам явл. фермионом. Известны три типа Н.: электронное (v_e), мюонное (v_m) и t-Н. (v_t), каждый из к-рых при вз-ствии с др. ч-цами может превращаться в со­ответствующий заряж. лептон. В отрицательно заряженные лептоны пре­вращаются лишь «левые» Н. (со спиральностью l=-¹/₂), в положительно заряженные — только «правые» (l= +¹/₂). Считается, что правые Н. явл. античастицами по отношению к левым, они наз. антинейтрино (v^~). Правым Н. приписывают лептонный заряд со зна­ком, противоположным лептонному заряду левых Н.

Отличительное св-во Н., опреде­ляющее его роль в природе,— огром­ная проникающая способность, осо­бенно при низких энергиях. Это, с од­ной стороны, затрудняет детектирова­ние Н., с другой — предоставляет

448

 

 

уникальную возможность изучения внутр. строения и эволюции косм. объектов. С увеличением энергии Н. сечения их вз-ствия с в-вом растут, а проникающая способность уменьша­ется.

Н., вероятно, столь же распростра­нённые ч-цы, как и фотоны. Они испу­скаются при превращениях ат. ядер: b-распаде, захвате эл-нов (гл. обр. f-захвате) и мюонов, при распадах элем. ч-ц: p- и К-мезонов, мюонов и до. Процессы, приводящие к образованию Н., происходят в недрах Земли и её атмосфере, внутри Солнца и в звёздах. Предполагается, что мощные потоки Н. генерируются при гравитационном коллапсе звёзд, унося б. ч. высвобож­дающейся гравитац. энергии. В при­роде существуют Н. с энергиями (ξ_v ) в огромном интервале: от реликтовых Н. со ср. энергией ξ_v~5•10^-4 эВ, заполняющих (как следует из модели горячей Вселенной) всё косм. пр-во с плотностью 100—150 пар vv^~/см³ на каждый тип Н., до Н., рождаемых в соударениях косм. лучей с ядрами межзвёздной среды с ξ_v вплоть до 10²⁰ эВ. В лаб. условиях интенсивны­ми источниками Н. (точнее, антиней­трино) низких энергий явл. ядерные реакторы; потоки Н. более высоких энергий, достигающих сотен ГэВ, гене­рируются с помощью ускорителей заряж. ч-ц.

История открытия

Представление о Н. введено в 1930 швейц. физиком В. Паули с целью объ­яснить непрерывный энергетич. спектр эл-нов при b-распаде: общие принципы квант. механики и закон сохранения энергии требовали, чтобы эл-ны имели определ. энергию, равную энергии, выделяемой при b-распаде. Согласно гипотезе Паули, в b-распаде вместе с эл-ном рождается новая нейтральная сильно проникающая и, следователь­но, трудно обнаружимая ч-ца с массой <0,01 массы протона. Распределение дискр. порции энергии между Н. и эл-ном и приводит к нарушению моноэнергетичности спектра эл-нов. Для того чтобы соблюдался и закон сохра­нения момента кол-ва движения, новой ч-це приписали полуцелый спин.

Последоват. теория b-распада, соз­данная итал. физиком Э. Ферми в 1934, естественно включила гипотезу Паули (в 1932 Ферми предложил называть новую ч-цу «Н.» — уменьшительное от нейтрон). В соответствии с теорией Ферми b-распад представляет собой превращение нейтрона (протона) вну­три ядра в протон (нейтрон), эл-н (по­зитрон) и антинейтрино (Н.):

Эксперименты по обнаружению нейт­рино. В первых экспериментах ре­гистрировались импульсы отдачи ядер при испускании Н. (А. И. Лейпунский, 1936, амер. физик Дж. Аллен,

1942). Хотя их результаты согласовы­вались с гипотезой Паули, прямым до­казательством существования Н. счи­тается наблюдение амер. физиками Ф. Райнесом и К. Коуэном в 1953—56 т. н. обратного b-распада:

v^~_e+p®e⁺+n. (2')

Измеренное   сечение    этого    процесса

sv^~_e=9,4(1,3) •10^-44 см² находилось   в согласии с сечением, рассчитанным по

теории Ферми. Источником v^~_e в опы­тах Райнеса и Коуэна служил яд. реактор (поток v^~_e, образовавшихся в нём в результате b-распадов оскол­ков деления ²³⁵U и ²³⁹Pu, достигал 10¹³ v^~_e/см²•c; ср. энергия ξ_v^~~4 МэВ). Реакция (2 ) происходила на водороде, входящем в состав сцинтилляц. жидкости с добавкой солей кад­мия, и регистрировалась по двум сцинтилляц. вспышкам. Первая вспышка вызвана g-квантами от аннигиляции позитрона с эл-ном сцинтиллятора, вторая (через 5—10 мкс) — g-излучением ядра кадмия, поглотившего ней­трон.

Свойства нейтрино

Типы нейтрино. Тип Н. определя­ется заряж. лептоном, вместе с к-рым оно рождается и взаимодействует (эл-н, мюон, t-лептон). Источником элек­тронных Н. явл. b-распад ядер (1), (2), распад мюонов:

распады мезонов и барионов, содержа­щих    тяжёлые    кварки:    странные —

и т. д.

Мюонные Н., представление о к-рых было введено в 1957—59 в связи с от­сутствием распада m® е+g (М. А. Марков, амер. физик Ю. Швингер, япон. физик К. Нишиджима), рож­даются в распадах мюонов (3) p- и К-мезонов:

а также, как и v_e, в распадах более тяжёлых мезонов, напр. D⁺ ®К^-+p⁺+m⁺+v_m(K^-+p⁺+e⁺+v_e).

t-Н. было введено в 1975 в связи с открытием третьего заряж. лептона (t^±). t-Н. рождается в распадах t-лептона: t^-®v_t+p^-, t^-®v_t+ ^v~_e+e^-и т. д., а также в распадах мезонов, более тяжёлых, чем t-лептон:

F⁺(D⁺ )®t⁺+v_t (7) и др.

Н. каждого типа могут рождаться парами и без участия соответствую­щего заряж. лептона, напр.:

е⁺+е^-®v+v^~, g+e^-® v+v^~ + e-,

g+Z®v+v^~+Z, (8)

e⁺+e^-®g+v+v^~ (9)

(здесь v — любой тип Н., Z — ядро). Реакции (8), по-видимому, играют су­ществ. роль в эволюции звёзд. Реакцию (9) можно будет зарегистрировать при высоких энергиях (>90 ГэВ) в экспе­риментах на встречных пучках е⁺е^-. Н. во вз-ствиях с др. ч-цами в свою очередь рождают заряж. лептоны только своего типа; с хорошей точностью это св-во проверено для мюонных Н.: наблюдаются процессы типа

v_m+n®m^-+p,

v^~_m+p®m⁺+n (10)

(Брукхейвен, 1962; ЦЕРН, 1964), в то время как процессы типа v_m+n®е^-+р на опыте не обнаружены. Различие между тремя типами Н. описывается тремя сохраняющимися (или прибл. сохраняющимися) лептонными заря­дами: электронным L_e, мюонным L_m и таонным L_t. Для v_e, как и для е^-,

L_e = l, L_m=L_t=0, для v_m и m^- L_m=1, L_e=L_t=0 и т. д.

Вз-ствия Н. разных типов в тех слу­чаях, когда массы лептонов несущест­венны, оказываются одинаковыми. Это лежит в основе т. н. m — е (и, по-ви­димому, t)-универсальности и выра­жается в том, что пары лептонов (v_ee), (v_mm), (v_tt) входят в теорию вз-ствий

симметрично.  Вопрос   о   числе   типов Н. (n_v) остаётся открытым.

Измерение сечения реакции (9) (оно пропорц. n_v в случае универсальности всех типов лептонов) даст возмож­ность определить n_v.

Нейтрино и антинейтрино. Пред­ставление о Н. и антинейтрино воз­никло в теории Ферми, согласно к-рой Н. рождается в паре с позитроном, а антинейтрино — с эл-ном (аналогично определяются мюонные и t-антинейтрино и Н.). Н. и антинейтрино при рассеянии в свою очередь рождают лептон определ. знака электрич. за­ряда: Н.— отрицательного, антиней­трино — положительного. Так, при облучении четырёххлорнстого углеро­да (ССl₄) пучком антинейтрино от ре­актора (амер. физик Р. Дейвис, 1955—56) реакция v^~_e+³⁷Cl ® ³⁷Ar+е^-не была обнаружена (реакция превра­щения ³⁷Сl в ³⁷Аr для определения раз­личия или тождественности v_e и v^~_e была предложена в 1946 Б. М. Пон­текорво). Другое указание на разли­чие v_e и v^~_e — отрицат. результат по­иска безнейтринного двойного b-рас­пада (напр., ⁴⁸Cd ®⁴⁸Ti+e^-+e⁺ ), об-

449

 

 

наруженио    к-рого   свидетельствовало бы о   возможности перехода v_e «v^~_e.

Нетождественность Н. и антиней­трино и связанные с ней запреты определ. реакций описывают обычно со­храняющимся лептонным зарядом, к-рый имеет разные знаки для Н. (L=1) и антинейтрино (L=-1). Такие же значения L приписываются соот­ветствующим заряж. лептонам (е^-, m^-, t^-) и антилептонам (е ⁺ , m⁺, t⁺).

Н. и антинейтрино во всех изучен­ных процессах отличаются и знаками спиральности (см. ниже). Различными оказываются сечения вз-ствия Н. и антинейтрино с др. ч-цами, напр.:

 

(X — совокупность адронов).

Массы нейтрино. В уникальной ра­боте, выполненной в Ин-те теор. и экспернм. физики (СССР, 1980), получено указание на то, что наблюдаемая фор­ма энергетич. спектра эл-нов от (b-pacпада трития (³Н ®³He+v^~_e+e^-) соот­ветствует значению массы электрон­ного Н. в интервале 14 эВ< m_ve<46 эВ. Для Н. др. типов экспери­ментально получены лишь верхние ограничения: m_vm£0,65 МэВ (no форме

спектра распада k⁰_l®p^-+m⁺+v_m, Беркли, США, 1974) и m_vm <0,52 МэВ {по измерениям импульса мюона в рас­паде p⁺®m⁺+v_m Швейц. ин-т яд. исследований, 1979; Станфорд, США, 1981), m_vt<250 МэВ (по распаду t-лептона, Станфорд, США, 1979). Подтверждением того, что масса Н. не равна нулю, могло бы явиться обнаружение осцилляции в нейтрин­ных пучках (см. ниже). Из космологич. соображении (использующих дан­ные о возрасте Вселенной, Хаббла постоянной и темп-ре реликтового из­лучения) получается ограничение на суммарную массу всех типов стабиль­ных Н. и антинейтрино: Sm_v<100 эВ. Если масса хотя бы одного из них действительно достигает 10—30 эВ, то из модели горячей Вселенной следует, что общая масса Н. во Вселенной бо­лее чем на порядок превышает общую массу остального в-ва. Это в свою очередь ведёт к фундам. космологич. и астрофиз. следствиям. Напр., Все­ленная могла бы оказаться замкнутой, образование галактик и скоплений га­лактик должно было бы происходить вначале из «конденсаций» нейтринного газа (образующихся благодаря грави­тационной неустойчивости), а затем к таким нейтринным «сгусткам» стя­гивалось бы обычное в-во. Это могло бы объяснить «скрытую» массу галак­тик и их скоплений (на существование к-рой указывают наблюдат. данные), а также нек-рые другие астрофизические «загадки».

Спиральность нейтрино. Определе­ние спиральности основано на учёте закона сохранения момента кол-ва движения и измерениях поляризации ч-ц, рождённых вместе с Н. Для v_e — это измерения поляризации возбуж­дённого ядра ¹⁵²Sm* по поляризации g-кванта в цепочке радиоакт. превра­щений:

 

(амер. физики М. Гольдхабер, Л. Гродзинс, А. Суньяр, 1958), где J, Р — спин и чётность ядра. Для v_m— это измерения поляризации мюона в рас­паде p⁺®m⁺+v_m. Полученные значения спиральностн согласуются с l=-¹/₂ для Н. и l=¹/₂ для антиней­трино.

Теория свободного нейтрино. Н. с отличной от нуля массой могут, как и др. фермионы, описываться Дирака уравнением. Такие Н. имеют четыре состояния — «левые» и «правые» Н. и «левые» и «правые» антинейтрино и наз. четырёхкомпонентными. Левая поляризация наблю­даемых в эксперименте Н. и правая поляризация антинейтрино полностью обусловлены хар-ром их вз-ствий. Рождение и вз-ствия правополяризованных Н. и левополяризованных ан­тинейтрино подавлены.

Другая возможность — двухкомпонентное Н. ненулевой массы (итал. физик Э. Майорана, 1937). Для майорановских Н. vºv^~, так что лептонный заряд не сохраняется и состоя­ния Н., рождаемых вместе с заряж. лептоном и антилептоном, различают­ся только спиральностями. Теория с майорановскими Н. предсказывает, в частности, существование безнейтрин­ного двойного b-распада.

Не исключено, что Н. нек-рых типов имеют строго нулевое значение массы. Такие Н., впервые рассмотренные Л. Д. Ландау, пакист. физиком А. Саламом, кит. физиками Ли Цзундао и Ян Чженьнином в 1957, описываются ур-нием Вейля (нем. математик Г. Вейль, 1929), имеют строго определ. значения спиральности и находятся в двух состояниях: «левое» Н. и «правое» антинейтрино (др. вариант: «правое» Н. и «левое» антинейтрино, к-рые экс­периментально не обнаружены). Лептонные заряды в этом случае сохра­няются.

Осцилляции и распад нейтрино. Если Н. обладают массой покоя и лептонные заряды не сохраняются, то становятся возможны нейтринные ос­цилляции (Б. М. Понтекорво, 1957), т. е. периодическое (полное или час­тичное) превращение одного типа Н.

в    другой,   напр.:

v_m<->v_t, v_e<->v_t.

Характерный масштаб l этих превра­щений определяется разностью квад­ратов масс Н.: l=2pξ_v/(m²_i-m²_j). Нек-рые указания на осцилляции Н. следуют из измерений энергетич. спектра v_e от реактора на разных расстоя­ниях от центра активной зоны (Dm²_v»1 эВ²), а также из измерений пото­ка солнечных Н. (Dm²_v>>10-¹⁰ эВ²). В то же время измерения на Баксанском нейтринном телескопе потока v_m под землёй, рождаемых косм. лучами в верхних слоях атмосферы, дают Dm²_v£10^-3 эВ² для v_m« v_e при ус­ловии полного превращения v_m в v_e (ИЯИ АН СССР, 1981). В этих же предположениях могут происходить распады Н.: v₁ ®g+v₂, v₁ ®3v₃, ... , где v₁ v₂, v₃ — ч-цы с определ. мас­сами, представляющие собой смесь v_e,

v_m,v_t

Взаимодействия нейтрино

Б. ч. информации о вз-ствиях Н. была получена в экспериментах на ус­корителях. Общая схема их такова: пучок ускоренных протонов рождает на ядрах мишени p- и К-мезоны. Ме­зоны попадают сначала в фокусирую­щее устройство, отбирающее ч-цы нуж­ного заряда, а затем в распадный ка­нал, где в реакциях (6) форми­руется нейтринный пучок. Распадный канал заканчивается мюонным фильтром — массивным (чаще стальным) по­глотителем. Поток Н. через фильтр попадает на мишень-детектор — пу­зырьковую или искровую камеру и сцинтилляц. счётчики, прослоенные фильтрами из Fe и Аl. Характерные размеры таких детекторов 4 мХ4 мХ16 м, вес ~1000 т.

Модификацией этой схемы явл. экс­перименты по «сбрасыванию пучка», в к-рых ускоренные протоны падают на массивную толстую мишень. В мише­ни, не успевая распасться, поглощает­ся большая часть p- и К-мезонов, так что становятся заметными потоки т. н. прямых Н. от распада короткоживущих (со временем жизни <10^-11 с) тяжёлых ч-ц (D-, F-мезонов, t-лептонов) [см. реакции (5), (7)1.

Тины взаимодействий нейтрино. Во вз-ствиях с др. ч-цами Н. может пере­ходить как в заряж. лептон: v_m®m-, v^~_e ®е⁺ и т. д. [см. реакции (2'), (10)], так и в нейтральный: v_m®v_m , т. е. в Н. того же типа. Эти реакции опи­сываются соотв. заряженными токами (ЗТ) и нейтральными токами (НТ). Заряж. токами обусловлены распады (1)—(7), т. е. процессы, в к-рых были обнаружены Н. и изучены их св-ва. НТ были впервые зарегистрированы в 1973 в пузырьковой камере (ЦЕРН): рассеяние v_m(v^~_m) на нуклонах и эл-нах не сопровождалось вылетом m^-(m⁺) (т. н. безмюонные события):

 

Изучение ЗТ и НТ в рассеянии Н. на нуклонах и эл-нах даёт уникаль­ную информацию о структуре нукло­нов, о слабом вз-ствии элем. ч-ц, о рождении и св-вах новых тяжёлых ч-ц.

450

 

Взаимодействие нейтрино с элект­роном. Заряж. токами обусловлен процесс

v_m(v^~_m)+e^-®m^-(m⁺)+v_e (13) (ЦЕРН, 1979). При энергиях Н. ξ_v (в лаб. системе), заметно превышаю­щих порог реакции (13) (ξ_v³20 ГэВ), её сечение, согласно теории Ферми, линейно растёт с ростом ξ_v:

где G_F — фермиевская константа слабо­го вз-ствия, m_e — масса эл-на. Сече­ние процесса (12) с НТ имеет зависи­мость (14) уже при ξ_v >неск. МэВ (по­рог отсутствует) и содержит допол­нит. фактор подавления 0,1—0,4 (ЦЕРН, Лаборатория им. Ферми, США, 1979).

В рассеяние электронных Н. и ан­тинейтрино на эл-не, напр. антиней­трино от реактора (Райнес и др., 1976), дают вклад как ЗТ, так и НТ.

Взаимодействие нейтрино с нукло­нами представляет собой суммарный эффект рассеяния Н. на отд. кварках, составляющих нуклон. При низких энергиях (ξ_v<1 ГэВ) происходит упругое

v_m(v^~_m)+p®v_m(v^~_m)+p      (15)

и квазиупругое (10) вз-ствие. При энергиях ξ_v³l ГэВ доминируют не­упругие процессы: сначала с малым числом адронов в конечном состоя­нии, напр. однопионное рождение:

затем   глубоко   неупругие   процессы:

v_m(v^~_m)+n®mi^-(m⁺)+x (18) для ЗТ или (11) для НТ. Сечение про­цесса (18) явл. некогерентной суммой сечений рассеяния Н. на отд. точечных кварках и может быть представлено в виде s=(G²_F/p)2m_pξ_vk, где k — доля импульса нуклонов, к-рую несут квар­ки, взаимодействующие с Н. (m_p — масса протона). Наблюдаемый рост сечений с уве-

кальный хар-р слабого вз-ствия и кварк-партонную структуру адрона. Слабое нарушение масштабной инвариантности [зависимость струк­турных ф-ций (см. Формфактор) нук­лона от квадрата переданного четырёх­мерного импульса q², рост s_v^~/s_v], обнаруженное во вз-ствии Н. (18), согласуется с предсказаниями кван­товой хромодинамики.

Сечения процессов с НТ [реакции (11), (15), (16)] составляют 10—50% от соответств. сечений для ЗТ. При ξ_V>нecк. ГэВ они имеют одинаковые энергетич. зависимости, причём

Взаимодействия нейтрино при высо­ких энергиях. Все нейтринные экспе­рименты, и в первую очередь экспери­менты по НТ, хорошо согласуются с моделью электрослабого вз-ствия Глэшоу — Вайнберга — Салама (1961 — 1968). В соответствии с этой моделью Н. взаимодействуете заряженными W^± [с массой (в энергетич. ед.) m_w~80 ГэВ] и нейтральным Z° (m_z~90 ГэВ) промежуточными векторны­ми бозонами: v_m®m^-+-W⁺, v_m®v_m+Z°, v_e®e^-+W⁺ и т. д. Обмен заряж. и нейтр. бозонами между парами фермионов приводит к наблюдаемым про­цессам соотв. с ЗТ и НТ. Для Ös<<m_W, где s — квадрат энергии в системе центра инерции, модель воспро­изводит локальный хар-р четырёхфермионных процессов. При ξ_v³m²W/2m₀, т. е. при Ös³m_W, со­гласно модели Вайнберга — Салама — Глэшоу, сечение рассеяния Н. на эл-не (а также на кварке) должно прекратить линейный рост с увеличе­нием ξ_v и выйти на константу: s_v=G²_Fm²_Wlp.

Сечение вз-ствия Н. с нуклоном продолжает быстрый (близкий к ли­нейному) рост до энергий, заметно превышающих m²_W/2m_p [Ös~(6 —10m_W], а при Ös, значительно боль­шем 10m_W, оно растёт с увеличением s логарифмически. Такое поведение се­чения обусловлено наличием в нукло­не «моря» виртуальных кварков и антикварков, каждый из к-рых несёт малую долю полного импульса нук­лона (см. Партоны).

Эксперименты с нейтрино и новые частицы. Наряду с процессами (18) наблюдаются, хотя и с заметно мень­шей вероятностью, т. н. многолептонные события, когда в конечном состоя­нии возникают два и более заряж. леп­тона. Такие процессы служат сигна­лом рождения и последующего полулептонного распада новых тяжёлых ч-ц (F-, D-мезонов и т. д.). В экспери­ментах по «сбрасыванию пучка» уже сами Н. (т. н. прямые Н.) явл. сигналом рождения новых короткоживущих ч-ц.

Нейтрино и лептокварковые пере­ходы. В связи с построением объеди­нённых моделей электрослабого и сильного вз-ствнй возникло представ­ление о новом типе вз-ствий, приводя­щем к т. н. лептокварковым перехо­дам. При таком переходе Н., испуская, напр., гипотетич. Y-бозон (m_Y³10¹⁴ ГэВ) с электрич. зарядом -¹/₃, может переходить в d-кварк. Такие переходы приводят к распаду протона, напр. р®v^~+p⁺ , со временами t_р:³10³¹ лет.

• Ли Ц., В у Ц., Слабые взаимодейст­вия, пер. с англ., М., 19(58; М а р к о в М. А., Нейтрино, М., 1964; Бугаев Э. В., Котов Ю. Д., Розенталь И. Л., Кос­мические мюоны и нейтрино, М., 1970; Ней­трино. Сб. статей, пер. с англ., М., 1970 (Современные проблемы физики); Б и л е н ь к и й С. М.,

II о н т е к о р в о Б. М., Сме­шивание лептонов и осцилляции нейтрино,

«УФН», 1977, т. 123, в. 2; X о з е В. А., Тяжелый лептон t^± в .е⁺е^-— аннигиляции, там же, в. 4;

П e p л М., Открытие новой элементарной частицы — тяжелого t-лептона, там же, 1979, т. 129, в. 4; О к у н ь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981; Зельдо­вич Я. Б.,Хлопов М. Ю., Масса ней­трино в физике элементарных частиц и кос­мологии ранней Вселенной, «УФН», 1981, т. 135, в. 1; Д о л г о в А. Д., Зельдо­вич Я. Б., Космология и элементарные частицы, «УФН», 1980, т. 130, в. 4.

Г.   Т. Зацепин, Ю. С. Копысов, А. Ю. Смирнов.

НЕЙТРОН (англ. neutron, от лат. neuter — ни тот, ни другой) (n), элект­рически нейтральная элем. ч-ца со спином ¹/₂ и массой, незначительно превышающей массу протона; отно­сится к классу адронов и входит в группу барионов. Из протонов и Н. построены все ядра атомные. Н. от­крыты в 1932 англ. физиком Дж. Чедвиком, установившим, что обнаружен­ное нем. физиками В. Боте и Г. Бекером проникающее излучение, к-рое возникает при бомбардировке ат. ядер a-частицами, состоит из незаряж. ч-ц с массой, близкой к протонной.

Н. устойчивы только в составе ста­бильных ат. ядер. Свободный Н.— нестабильная ч-ца, распадающаяся по схеме:n®p+e^-+v^~_c (бета-распад Н.); ср. время жизни Н. t~15,3 мин. В в-ве свободные Н. существуют ещё меньше (в плотных в-вах — единицы — сотни мкс) вследствие их сильного погло­щения ядрами. Поэтому свободные Н. возникают в природе или получаются в лаборатории только в яд. реакциях. Свободные Н., взаимодействуя с ат. ядрами, вызывают разл. ядерные реак­ции. Большая эффективность Н. в осуществлении яд. реакций, своеоб­разие вз-ствия с в-вом медленных Н. (резонансные эффекты, дифракц. рас­сеяние в кристаллах и т. п.) делают Н. исключительно важным орудием ис­следования в яд. физике и физике тв. тела (см. Нейтронография). В практич. приложениях Н. играют ключевую роль в яд. энергетике, в производ­стве трансурановых элементов и радиоакт. изотопов (искусств. радио­активность), а также используются в хим. анализе (активац. анализ) и в геол. разведке (нейтронный каротаж).

Классификацию Н. по энергиям (быстрые, медленные, тепловые и т. д.) см. в ст. Нейтронная физика.

Основные характеристики нейтро­нов. Масса. Наиболее точно опре­делена разность масс Н. и протона: m_n--m_p=1,29344(7) МэВ, измеренная по энергетич. балансу разл. яд. реак­ций. Отсюда (и известной m_p) m_n= 939,5731(27) МэВ или m_n»1,675Х10^-24 г»1840m_e (m_e — масса эл-на).

Спин и статистика. Спин Н. J был измерен по расщеплению пучка очень медленных Н. в неодно­родном магн. поле. Согласно квант. механике, пучок должен расщепляться на 2J+1 отд. пучков. Наблюдалось расщепление на два пучка, т. е. для

451

 

 

Н. J=¹/₂ и Н. подчиняется Ферми — Дирака статистике (независимо это было установлено на основе эксперим. данных по строению ат. ядер).

Электрический заряд Н. Q=0. Прямые измерения Q по откло­нению пучка Н. в сильном электрич. поле дают Q<10^-20e, а косвенные (по электрич. нейтральности макроскопич. объёмов газа) — Q<2•10^-22 е (где е — величина заряда эл-на).

Д р у г и е  к в а н т о в ы е  ч и с л а. По своим св-вам Н. очень близок протону: n и p имеют почти равные массы, один и тот же спин, способны взаимно превращаться друг в друга (напр., в процессах b-распада), одинаковым образом проявляют себя в сильном вз-ствии. Такое глубокое сходство позволяет рассматривать Н. и протон как одну ч-цу — нуклон, к-рая может находиться в двух разных зарядовых состояниях. Нуклон в со­стоянии с Q=+1 есть протон, с Q=0 есть Н. Соответственно, нуклону при­писывается (по аналогии с обычным спином) нек-рая внутр. хар-ка — изо­топический спин I, равный ¹/₂, «проекция» к-рого может принимать 2I+1=2 значения: +¹/₂ и -¹/₂. Т. о., n и p образуют изотопич. дублет (см. Изотопическая инвариантность). Как компоненты изотопич. дублета, Н. и протон имеют одинаковые квант. чис­ла: барионный заряд B=+1, лептонный заряд L=0, странность S=0 и положит. внутр. чётность. Изотопич. дублет нуклонов входит в состав более широкой группы «похожих» ч-ц — октет барионов. Все квант. хар-ки Н. объясняются кварковой моделью адронов, согласно к-рой Н. состоит из двух d-кварков и одного u-кварка (см. Элементарные частицы).

Магнитный дипольный момент Н., найденный из экспери­ментов по методу ЯМР, равен: m_п=-1,91315(7)m_я, где m_я — яд. магне­тон. Ч-ца с J=¹/₂, описываемая Дира­ка уравнением, должна обладать магн. моментом, равным магнетону, если она заряжена, и нулевым, если не заря­жена. Наличие магн. момента у Н., так же как аномальная величина магн. момента протона (m_р»2,79m_я), ука­зывает на то, что нуклоны обладают сложной внутр. структурой, т. е. вну­три них существуют электрич. токи, создающие дополнит. аномальный магн. момент протона 1,79 m_я и прибл. равный ему по величине и противопо­ложный по знаку магн. момент Н. (-1,9m_я). С другой стороны, согласно кварковой модели адронов, m_n/m_р»²/₃, что также согласуется с наблю­даемыми значениями m_п и m_р.

Электрический диполь­ный момент. С теор. точки зре­ния электрич. дипольный момент d любой элем. ч-цы должен быть равен нулю, если вз-ствия ч-ц инвариантны относительно обращения времени (T-инвариантны). Одна из проверок этого фундам. положения теории — поиски d у элем. ч-ц, и Н.— наиб. удобная ч-ца для таких поисков. Опыты пока­зали, что d_n<2•10^-25 см•е. Это озна­чает, что сильное, эл.-магн. и слабое вз-ствия с большой точностью T-инвариантны.

Взаимодействие нейтронов. Н. уча­ствуют во всех известных фундам. вз-ствиях элем. ч-ц.

С и л ь н о е  в з а и м о д е й с т в и е. Изотопич. инвариантность силь­ного вз-ствия приводит к определ. свя­зи между хар-ками разл. процессов с участием Н. и протона, напр. эфф. сечения рассеяния p⁺-мезона на про­тоне и p^--мезона на Н. равны, т. к. системы p⁺p и p^-n имеют одинаковый изотопич. спин I=³/₂ и отличаются лишь проекциями изотопич. спина (I₃=+³/₂ в первом и I₃=-³/₂ во втором случае), одинаковы сечения рассеяния К⁺-мезона на протоне и К°-мезона на Н. и т. п. Справедливость такого рода соотношений эксперимен­тально проверена в большом числе опытов. (Данные о вз-ствии разл. не­стабильных ч-ц с Н. получают гл. обр. из экспериментов по рассеянию Н. на дейтроне.) Однако при низких энер­гиях вз-ствия n и p с заряж. ч-цами и ат. ядрами сильно различаются из-за наличия у протона электрич. заряда, обусловливающего существование дальнодействующих кулоновских сил между ним и др. заряж. ч-цами на таких расстояниях, на к-рых коротко­действующие яд. силы практически от­сутствуют. Отсутствие у Н. электрич. заряда позволяет ему проникать через электронные оболочки атомов и сво­бодно приближаться к ядрам. Именно этим объясняется уникальная способ­ность Н. сравнительно малых энергий вызывать разл. яд. реакции, в т. ч. деление тяжёлых ядер (см. Деление атомного ядра).

Рассеяние медленных Н. на прото­нах при энергиях до 15 МэВ сфериче­ски симметрично в системе центра инерции. Это указывает на то, что рас­сеяние определяется вз-ствием np в состоянии относит. движения с орбит. моментом l=0 (т. н. S-волна). S-рассеяние превалирует над рассеянием в др. состояниях, когда длина волны де Бройля Н. ג³ радиуса действия яд. сил. Т. к. при энергии 10 МэВ для Н. ג»2•10^{-13 см, эта особенность рассея­ния Н. на протонах при таких энерги­ях даёт сведения о порядке величины радиуса действия яд. сил. Из теории рассеяния микрочастиц следует, что рассеяние в} S-состоянии слабо зави­сит от детальной формы потенциала вз-ствия и с хорошей точностью описы­вается двумя параметрами: эфф. ради­усом r потенциала и длиной рассеяния а. Для описания np-рассеяния число параметров вдвое больше, т. к. система может находиться в двух состояниях с разными значениями полного спина: 1 (триплетное состояние) и 0 (синглетное состояние). Опыт показывает, что

длины рассеяния Н. протоном и эфф. радиусы вз-ствия в синглетном и триплетном состояниях различны, т. е. яд. силы зависят от суммарного спина ч-ц. В частности, связ. состояние системы np — ядро дейтерия может существовать лишь при спине 1. Дли­на рассеяния в синглетном состоянии, определённая из опытов по pp-рассеянию (два протона в S-состоянии, со­гласно Паули принципу, могут нахо­диться только в состоянии с нулевым суммарным спином), равна длине np-рассеяния в синглетном состоянии. Это согласуется с изотопич. инвари­антностью сильного вз-ствия. Отсутст­вие связ. системы np в синглетном со­стоянии и изотопич. инвариантность яд. сил приводят к выводу, что не может существовать связ. системы двух Н-— т. н. бинейтрон. Прямых опытов по nn-рассеянию не проводи­лось из-за отсутствия нейтронных ми­шеней, однако косв. данные (св-ва ядер) и более непосредственные — изучение реакций ³Н+³Н®⁴Не+2n, p^-+d®2n+g согласуются с гипоте­зой изотопич. инвариантности яд. сил и отсутствием бинейтрона. (Если бы бинейтрон существовал, то в этих реакциях наблюдались бы при вполне определ. энергиях пики в энергетич. распределениях соотв. a-частиц и g-квантов.) Хотя яд. вз-ствие в синг­летном состоянии недостаточно велико, чтобы образовать бинейтрон, это не исключает возможности образования связ. системы из большого числа одних только Н.— нейтронных ядер (ядра из трёх-четырёх Н. не обнаружены).

Э л е к т р о м а г н и т н о е  в з а и м о д е й с т в и е. Эл.-магн. св-ва Н. определяются наличием у него магн. момента, а также существующим внутри Н. распределением положит. и отрицат. зарядов и токов. Магн. момент Н. определяет поведение Н. во внеш. эл.-магн. полях: расщепление пучка Н. в неоднородном магн. поле, прецессию спина Н. Внутр. эл.-магн. структура Н. (см. Формфактор) прояв­ляется при рассеянии эл-нов высокой энергии на Н. и в процессах рождения мезонов на Н. g-квантами. Вз-ствие магн. момента Н. с магн. моментами электронных оболочек атомов сущест­венно проявляется для Н., длина вол­ны де Бройля к-рых ג³ат. размеров (энергия ξ<10 эВ), и широко исполь­зуется для исследования магн. струк­туры и элем. возбуждений (спиновых волн) магнитоупорядоч. кристаллов (см. Нейтронография). Интерферен­ция магн. рассеяния с ядерным позво­ляет получать пучки поляризованных медленных Н. Вз-ствие магн. момента Н. с электрич. полем ядра вызывает специфич. швингеровское рассеяние Н. (указано впервые амер. физиком Ю. Швингером). Полное сечение этого рассеяния невелико, однако при ма­лых углах (~3°) оно становится срав­нимым с сечением яд. рассеяния; Н., рассеянные на такие углы, в сильной степени поляризованы. Вз-ствие Н. с

452

 

 

эл-ном, не связанное с собств. или орбит. моментом эл-на, сводится в осн. к вз-ствию магн. момента Н. с электрнч. полем эл-на. Хотя это вз-ствие очень мало, его удалось наблюдать в иеск. экспериментах.

Слабое взаимодействие (I. проявляется в таких процессах, как распад Н.: n®p+e^-+v^~_e, захват электронного антинейтрино протоном: v^~_e+р®n+е⁺ и мюонного нейтрино нейтроном: v_m+n®p+m^-, яд. за­хват мюонов: m^-+р®n+v_m, распады странных частиц, напр. L®p°+n, а также в яд. реакциях, вызываемых II. и идущих с нарушением прост­ранств. чётности.

Г р а в и т а ц и о н н о е   в з а и м о д е й с т в и е. Н.— единственная из имеющих массу покоя элем. ч-ц, для к-рой непосредственно наблюдалось гравитац. вз-ствие — искривление в поле земного тяготения траектории хо­рошо коллимированного пучка хо­лодных Н. Измеренное гравитац. ус­корение Н. в пределах точности экс­перимента совпадает с гравитац. ус­корением макроскопич. тел.

Нейтроны во Вселенной и околозем­ном пространстве. Вопрос о кол-ве Н. во Вселенной на ранних стадиях её расширения играет важную роль в космологии. Согласно модели горячей Вселенной, значит. часть первоначаль­но существовавших свободных Н. при расширении успевает распасться. Часть Н., к-рая оказывается захвачен­ной протонами, должна в конечном счёте привести прибл. к 30%-ному со­держанию ядер Не и 70%-ному — про­тонов. Эксперим. определение процент­ного содержания Не во Вселенной — одна из критич. проверок модели горя­чей Вселенной. Эволюция звёзд в ряде случаев приводит к образованию ней­тронных звёзд (к числу к-рых отно­сятся, в частности, пульсары). В пер­вичной компоненте косм. лучей Н. из-за своей нестабильности отсутствуют. Однако вз-ствие ч-ц косм. лучей с яд­рами атомов земной атмосферы при­водит к генерации Н. в атмосфере. Реакция ¹⁴N (n, p) ¹⁴С, вызываемая этими Н.,— осн. источник радиоакт. изотопа углерода ¹⁴С в атмосфере, от­куда он поступает в живые организмы; на определении содержания ¹⁴С в органич. остатках основан радиоугле­родный метод геохронологии. Распад медленных Н., диффундирующих из атмосферы в околоземное косм. пр-во, явл. одним из источников эл-нов, за­полняющих внутр. область радиацион­ных поясов Земли.

• В л а с о в   Н. А., Нейтроны,   2 изд., М.,

1971; Гуревич  И. И., Тарасов Л. В.,

Физика нейтронов низких энергий, М., 1965.

В, И. Лущикое.

НЕЙТРОНИЗАЦИЯ ВЕЩЕСТВА, про­цесс превращения протонов р в ней­троны n как в свободном, так и в связ. состоянии (в ат. ядрах). Н. в. опреде­ляется законами слабого взаимодейст­вия и обусловлена гл. обр. электрон­ными захватами, хотя нек-рый вклад

дают и позитронные распады. Элек­тронный захват требует определ. кинетич. энергии эл-нов: она должна пре­вышать энергетич. порог образования нейтрона (у р — 1,29 МэВ, у ¹²С — 13,4 МэВ, у ⁵⁶₂₆Fe — 3,7 МэВ и т. д.). Необходимую энергию эл-ны могут приобретать, напр., в недрах звёзд на поздних стадиях их эволюции (при больших плотностях в-ва), когда газ эл-нов становится вырожденным газом (так, для превышения Ферми энергией эл-нов порогового значения у ⁵⁶₂₆Fe нуж­на плотность ок. 10⁹ г/см³). Электрон­ный захват сопровождается уменьше­нием электронного давления и испу­сканием электронного нейтрино. Оба фактора способствуют развитию гра­витационного коллапса. Н. в. интен­сивно протекает при коллапсе и обус­ловливает переход звезды в нейтрон­ное состояние, в к-ром число нейтронов прибл. в 10—100 раз превосходит чис­ло протонов (остаётся примесь сверх­тяжёлых ядер с избытком нейтронов). Н. в.— термодинамически неравно­весный процесс, поскольку из в-ва ускользают нейтрино; формально он описывается термодинамикой с перем. числом ч-ц. В нейтринном импульсе от коллапсирующей звезды (см. Нейтрин­ная астрофизика) из-за Н. в. число нейтрино должно быть выше числа ан­тинейтрино (в энергетич. выражении на ~10⁵² эрг при полной энергии 10⁵³—10⁵⁴ эрг).

В.  С.  Имшенник.

НЕЙТРОННАЯ ОПТИКА, раздел нейтронной физики, в рамках к-рого изучается вз-ствие медленных нейтро­нов со средой и с эл.-магн. и гравитац. полями. В условиях, когда длина вол­ны де Бройля нейтрона l=h/mv (m — масса нейтрона, v — его скорость) сравнима с межат. расстояниями или больше их, существует нек-рая ана­логия между распространением в сре­де фотонов и нейтронов. В Н. о., так же как и в световой оптике, есть неск. типов явлений, описываемых либо в лучевом приближении (преломление и отражение нейтронных пучков на границе двух сред), либо в волновом (дифракция в периодич. структурах и на отд. неоднородностях). Комбина­ционному рассеянию света соответст­вует неупругое рассеяние нейтронов; круговой поляризации света можно со­поставить (в первом приближении) по­ляризацию нейтронов. Аналогию меж­ду нейтронами и фотонами усиливает отсутствие у них электрич. заряда. Однако в отличие от квантов эл.-магн. поля нейтроны, двигаясь в сре­де, в осн. взаимодействуют с ат. ядра­ми, обладают магн. моментом и массой покоя, вследствие чего скорость ра­спространения тепловых нейтронов в 10⁵ —10⁶ раз меньше, чем для фото­нов той же длины волны.

Показатель преломления n для ней­тронов на границе вакуум — среда равен: n=l/l₁=v₁/v, где l₁, v₁ — дли­на волны и скорость нейтрона в среде, l, v — в вакууме. Если ввести усреднённый по объёму в-ва потенциал U вз-ствия нейтрона с ядрами, то кннетич. энергия ξ₁ нейтрона в среде равна: ξ₁=ξ-U, где ξ — кинетич. энергия нейтрона в вакууме. Потен­циал U связан со св-вами среды: U=h²Nb/pm, где N — число ядер в ед. объёма, b — когерентная длина рассеяния нейтронов ядрами. Отсюда

n² =ξ₁/ξ=1-h²Nb/pm²v²=1-n²/v²,  (1)

где величина v₀=h/mÖ(Nb/p) наз. гра­ничной скоростью. Для большин­ства ядер b>0, поэтому U>0, ξ₁<ξ, n<1. Нейтроны с v<v₀ имеют ξ<U и не могут проникнуть в среду. Такие нейтроны полностью отражаются от её поверхности (ультрахолодные нейтро­ны). В этом случае возможно создание сосудов для продолжит. хранения нейтронов. Для большинства в-в v₀~неск. м/с (напр., для Cu v₀=5,7 м/с). Для небольшого числа ядер (¹Н, ⁷Li, ⁴⁸Ti, ⁵³Mn, ⁶²Ni и др.) b<0, U<0 и граничная скорость не существует. При v>v₀ полное отражение возможно лишь в том случае, если нормальная к границе среды компонента скорости нейтрона v_н<₀. Угол скольжения j при этом должен удовлетворять ус­ловию: sin j<sinj_кр=v₀/v, где j_кр— т. н. критич. угол. С ростом скорости нейтронов n®1, а j_кр®0, напр. для тепловых нейтронов в меди v= 2200м/с; (1-n)=3,3•10^-6;j_кр=8,9'. Учёт поглощения и рассеяния ней­тронов в среде приводит к комплекс­ному показателю преломления:

n²=(1-v²₀/v²) + ia²/v²=(n'+in")²,  (2)

где a²=hNsv/2pm, s — эфф. сечение всех процессов, приводящих к ослаб­лению нейтронного пучка, n' и n" — действительная и мнимая части пока­зателя преломления. Для ультрахо­лодных нейтронов (v<v₀)n' <n", и их отражение аналогично отражению све­та от металлов (см. Металла оптика). Для в-в с b<0 n²>1 и Н. о. аналогич­на световой оптике диэлектриков. В ча­стности, углы падения и преломления нейтронного пучка связаны Снелля законом преломления.

Учёт внешних магн. и гравитац. по­лей приводит к выражению для пока­зателя преломления:

где знаки ± соответствуют двум воз­можным ориентациям магн. момента m нейтрона относительно вектора магн. индукции В (т. е. двум возможным поляризациям нейтрона), g — ускоре­ние свободного падения, H — высота. Аналогичное выражение описывает преломление света в средах с плавно меняющимся показателем преломле­ния (рефракцию). Из двузначности третьего слагаемого, чувствительного

453

 

к поляризации нейтронов, следует, что, выбрав подходящий материал для от­ражающего зеркала, магн. поле и угол скольжения, можно создать устройст­во, в к-ром полное отражение испыты­вают только нейтроны одной поляри­зации (-). Такие устройства исполь­зуются в кач-ве поляризаторов и ана­лизаторов нейтронов (см. Поляризо­ванные нейтроны).

Если нейтроны взаимодействуют только с магн. полем, то:

n²=l ± 2mB/mv². (4)

При этом для нейтронов с v²<2mB/m создаются условия для полного отра­жения от границы объёма, содержа­щего магн. поле. В неоднородных по­лях grad B¹0 возможна рефракция нейтронных пучков. Двузначность ф-лы (4) означает существование в магн. поле разных показателей пре­ломления для нейтронов разл. поля­ризация, что аналогично двойному лучепреломлению света. Это же явление в Н. о. можно наблюдать без магн. поля в средах, содержащих поляризов. ядра (см. Ориентированные ядра) — ядерный п с е в д о м а г н е т и з м. Двойное лучепреломле­ние имеет место, когда яд. амплитуда рассеяния зависит от направления спина нейтрона.

Дифракция нейтронов во многом подобна дифракции рентгеновских лу­чей. Осн. отличия связаны с тем, что нейтроны рассеиваются ядрами и магн. внутрикристаллическими, полями. Это облегчает исследование ат, структуры кристаллов в ситуациях, практически недоступных для рентг. лучей (см. Нейтронография).

• Франк И. М., Некоторые новые ас­пекты нейтронной оптики, «Природа», 1972, № 9, См. также лит. при ст. Нейтронная физика.

Ю. М. Останевич,

НЕЙТРОННАЯ РАДИОГРАФИЯ, по­лучение «нейтронного изображения» объекта в результате воздействия на фоточувствит. слои ч-ц — продуктов яд. реакций, возникающих при облу­чении объекта нейтронами (в резуль­тате захвата нейтронов образуются радиоакт. ядра). Н. р. применяется гл. обр. для исследования металлов, сплавов, минералов и др. с целью выявления примесей и их расположе­ния. Метод Н. р. основан на разной вероятности захвата нейтронов разл. ат. ядрами. Если облучённый объект покрыть спец. фотоэмульсией, чувстви­тельной к g-излучению, на проявлен­ном снимке получаются участки с разл. степенью почернения: более тёмные участки соответствуют ядрам, сильнее поглощающим нейтроны. Наличие и размещение нек-рых примесей в об­разце можно определять не только по вторичному излучению, но также и по ослаблению первичного нейтронного потока в результате поглощения ней­тронов ядрами примесей. При этом между образцом и фотослоем помещают

фольгу из элемента, к-рый под дейст­вием нейтронов становится g-активным (Gd, Dy, In). В этом случае более светлые пятна соответствуют более сильному поглощению нейтронов.

НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, раздел нейтронной физики, в к-ром изучаются энергетич. зависимость эф­фективных поперечных сечений а разл. процессов вз-ствия нейтронов с ат. ядрами и св-ва образующихся возбуж­дённых состояний ядер. Характер вз-ствия зависит от энергии ξ ней­трона. При ξ<ξ_в, где ξ_в — энер­гия низшего возбуждённого уровня ядра мишени, возможно только

у п р у г о е рассеяние нейтронов на ядрах и нек-рые экзотермич. ядер­ные реакции, в первую очередь радиа­ционный захват нейтрона (n, g). На нек-рых лёгких ядрах большое сече­ние имеют реакции с вылетом заряж. ч-ц: ³He(n, p)³H; ⁶Li(n, a)³H;

Рис. 1. Нейтронные   резонансы.

 

¹⁰В (n, a)⁷Li. У самых тяжёлых ядер (U и трансурановые элементы) захват нейтронов может вызывать деление ядра (см. Деление атомного ядра).

Характерная особенность зависимо­сти s(ξ)—наличие резонансов (рис. 1). Каждому резонансу соответ­ствует возбуждённое состояние со­ставного ядра с массовым числом A+1 (А — массовое число исходного ядра) и энергией возбуждения, равной сумме энергии связи ξ_св нейтрона в ядре и величины ξ₀•A/(A+1), где ξ₀ — кинетич. энергия нейтрона, соответст­вующая макс. сечению. Зависимость сечения образования составного ядра s_с вблизи резонанса описывается Врейта — Вигнера формулой:

 

Здесь l_н — длина волны де Бройля нейтрона, g — статистич. фактор, за­висящий от спинов исходного и со­ставного ядер, Г — полная ширина резонанса, равная ширине пика на по­ловине высоты, связанная со временем жизни т образующихся возбуждённых состояний ядер соотношением: t=ћ/Г. Величина t для разл. ядер лежит в диапазоне 10^-14—10^-18 с. Вероятность распада составного ядра но тому или иному каналу (i) определяется т. н. парциальными ширинами: нейтронной шириной Г_п (распад с вылетом нейтрона), радиац. шириной Г_g (распад с вылетом g-кванта). Дели­тельной шириной Г_f и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин:

Г = Г_п+Г_g+Г_f + Г_a+...,    (2)

а сечение распада составного ядра по каналу i

s_i =s_сГ_i/Г. (3)

Эксперим. исследование зависимо­стей s(ξ) и s_i(ξ) позволяет опреде­лить хар-ки возбуждённых уровней составного ядра: энергию, полные и парциальные ширины, спины, чёт­ность. Для измерения энергетич. зави­симости эфф. сечений s(ξ) применяют н е й т р о н н ы е  с п е к т р о м е т р ы, гл. обр. спектрометры по време­ни пролёта (рис. 2). Импульсный ис­точник И генерирует нейтроны со сплошным энергетич. спектром в виде короткой вспышки длительностью Dt. Нейтроны, прошед­шие через исследуе­мую мишень М, ре­гистрируются детек­тором нейтронов Д (рис. 2, а), а элект­ронный временной анализатор ВА фик­сирует интервал вре­мени t между вспыш­кой нейтронного источника и моментом регистрации нейт­рона детектором. Время пролёта t (в мкс) связано с энергией нейтрона ξ (в эВ) соотношением: ξ=(72,3L)²/t², где L — расстояние от источника до детектора (в м).

 

Рис. 2. Схемы экспериментов для измерения нейтронных эфф. сечений: a — полного се­чения; б — парциальных сечений; К — кол­лиматоры .

 

Энергетич. разреше­ние Dξ/ξ спектрометра приближён­но можно представить в виде:

Dξ/ξ=2Dt/t=2Dtv/L,         (4)

где v — скорость нейтронов. В совр. нейтронных спектрометрах источни­ками нейтронов служат электронные или протонные ускорители с длитель­ностью вспышки от 1 до 100 нс и интегр. выходом до 10¹⁴ нейтронов в 1 с.

454

 

 

Полное эфф. сечение s_t определяют по т. н. пропусканию   Т нейтронов:

T=N/N₀=exp(-ns_t). (5)

где N и N₀ — показания детектора с мишенью в пучке и вне пучка (рис. 2, а), n — толщина мишени (в числе ядер на 1 см²). Для измерения парциальных сечений детектор Д_i, чувствительный только к данным про­дуктам распада, располагают вне пуч­ка, рядом с мишенью (рис. 2, б). Для тонкой мишени скорость счёта пропорц. s_i. Большую информацию о св-вах яд. уровней получают, если де­тектор может регистрировать энергетич. спектр продуктов реакции (g-квантов, a-частиц, осколков деления). Нейтронные ширины Г_п резонансов при s-волновом взаимодействии (ор­бит. момент l=0) с увеличением энергии ξ растут в среднем пропорц. ξ^1/2, поэтому чаще пользуются при­ведёнными нейтронными ширинами Г⁰_п=Г_п/ξ^1/2. Последние сильно флук­туируют от резонанса к резонансу, подчиняясь т. н. распределению Портера — Томаса:

Р(х)=(2pх)^-1/2ехр( -х/2),      (6)

где x=Г⁰_п/<Г_п>. Энергетич. интер­валы D между соседними резонансами также довольно широко распределены вокруг ср. значения <D>, к-рое уменьшается с ростом А от 10⁴ эВ для А»30 до 1 эВ для A»240. Захват нейтронов ядром с нечётным А приво­дит к меньшим значениям <D> по сравнению с соседними чётными ядра­ми из-за различия в энергии связи нейтрона. Существенно увеличивается <D> для магических ядер. Ср. значе­ния <Г⁰_п> и <D> коррелируют меж­ду собой: если каждая из этих вели­чин может меняться от ядра к ядру на 2—3 порядка, то их отношение s0=<Г⁰_п>/<D>, наз. нейтронной силовой функцией, изменя­ется с А слабо и плавно. Для l=0 силовая функция имеет максимумы (S₀=4•10^-4) в области А»50 н A=150 и минимумы (S₀»0,3•10^-4) при A=100. Силовая ф-ция непосредствен­но связана с сечением образования со­ставного ядра (усреднённым по мн. резонансам): _

<s_с³ 2p²l_п²ÖξS₀. (7) При взаимодействии с ядрами быст­рых нейтронов (0,1£ξ£20 МэВ) су­щественный вклад в сечение дают не­упругое рассеяние (n, n'g), реакции с вылетом заряженных частиц (n, p), (n, a) и др. Для измерения сечений ис­пользуются монохроматич. пучки ней­тронов, получаемые на электростати­ческих ускорителях (генераторах Ван-де-Граафа) в реакциях ³Н (p, n), ⁷Li(p, n), ²H(d, n), ³H(d, n) и др., а также методом времени пролёта.

$ См.  лит.   при   ст.   Нейтронная физика.

Л.   Б.   Пикельнер.

НЕЙТРОННАЯ ФИЗИКА, совокуп­ность исследований строения в-ва с помощью нейтронов, а также исследования св-в и структуры самих нейтро­нов (времени жизни, магн. момента и др.). Отсутствие у нейтрона электрич. заряда приводит к тому, что они в осн. взаимодействуют непосредственно с ат. ядрами, либо вызывая ядерные реак­ции, либо рассеиваясь на ядрах. Хар-р и интенсивность нейтронно-яд. вз-ствий (нейтронные сечения) существенно зависят от энергии ней­тронов ξ. В Н. ф. гл. обр. использу­ются нейтроны с энергиями от 10⁷ до 10^-7 эВ (длины волн де Бройля l_n от 10^-12 до 10^{-5 см). Соответственно этому диапазону энергий и длин волн исследу­ются объекты с размерами от 10-12 см и характерными энергиями возбужде­ния 106}—10⁷ эВ (ат. ядра) до видимых в оптич. микроскоп объектов размерами 10^{-4 см (напр., макромолекулы биопо­лимеров, см. Биологические кристаллы}). Нейтронное излучение условно раз­деляют на энергетич. диапазоны (см.

ЭНЕРГЕТИЧЕСКАЯ КЛАССИФИКАЦИЯ НЕЙТРОНОВ

табл.), отличающиеся методами полу­чения и регистрации нейтронов, а так­же направлениями их использования. Нейтроны с энергией ξ>100 кэВ наз. б ы с т р ы м и. Они способны испы­тывать на ядрах неупругое рассеяние и вызывать эндотермические яд. реак­ции, напр, (n), (n, 2n), (n, pn). Сечения этих реакций сравнительно плавно зависят от ξ (выше характерного для них энергетич. порога), и их исследо­вание позволяет изучать механизм распределения энергии возбуждения между нуклонами, составляющими ядро.

Нейтроны с энергией ξ<100 кэВ часто наз. м е д л е н н ы м и, они в свою очередь делятся на резонанс­ные и промежуточные. Медленные ней­троны в осн. упруго рассеиваются на ядрах или вызывают экзотермич. яд. реакции, в первую очередь радиац. захват, реакции типа (n, p), (n, a) и деление атомных ядер. Реакции ³He(n, p)³H; ¹⁰B(n, a)⁷Li используют­ся для регистрации нейтронов; вторая из них — также для защиты от ней­тронного излучения.

Назв. «резонансные нейтроны» обус­ловлено наличием резонансных макси­мумов (нейтронных резо­нансов) в энергетич. зависимости эфф. сечений s(ξ) вз-ствия нейтронов с в-вом. Исследования с резонансными нейтронами дают возможность изучать

спектры возбуждений ядер (см. Ней­тронная спектроскопия). В области энергии промежуточных нейтронов ре­зонансная структура нейтронных се­чений сглаживается из-за перекрытия соседних резонансов. Сечение любой яд. реакции, вызываемой достаточно медленными нейтронами, обратно про­пори. их скорости. Это соотношение наз. «законом 1/v». Отклонения от этого закона наблюдаются, когда ξ становится сравнимой с энергией пер­вого резонансного уровня.

Энергия тепловых нейтронов срав­нима с энергией тепловых колебаний атомов в тв. теле (см. Колебания кри­сталлической решётки), а l,_n — с межат. расстояниями. При прохождении тепловых нейтронов через в-во они могут существенно менять свою энер­гию, приобретая или отдавая её теп­ловым колебаниям атомов или моле­кул. По величине таких изменений может быть получен фононный спектр в-ва. При рассеянии тепловых ней­тронов на монокристаллах имеет ме­сто дифракция нейтронов (см. Ди­фракция микрочастиц, Нейтронная оптика). Наличие у нейтрона магн. дипольного момента вызывает магн. рассеяние нейтрона на атомарных эл-нах, что даёт возможность изучать структуру и динамику магн. материа­лов (см. Нейтронография).

Х о л о д н ы е  н е й т р о н ы  ис­пользуются для изучения медленных диффузионных движений атомов и мо­лекул в разл. средах, а также для ис­следования белковых макромолекул, полимеров, микродефектов и микронеоднородностей в р-рах и сплавах.

Ультрахолодные нейтроны полно­стью отражаются от большинства ма­териалов за счёт своеобразного «от­талкивания» их ядрами. Это отраже­ние аналогично отражению света от металлич. зеркала и может быть опи­сано для мн. в-в мнимым показателем преломления для нейтронного излучения с длиной волны l_n³500Å. Уль­трахолодные нейтроны способны на­капливаться и длит. время (сотни с) храниться в замкнутых сосудах.

Предметом исследования Н. ф. явл. также св-ва самого нейтрона как

455

 

 

элем. ч-цы. Пока не известно, обла­дает ли нейтрон, помимо магн. момен­та, др. эл.-магн. хар-ками — электрич. дипольным моментом, а может быть, и очень малым электрич. за­рядом.

Практически во всех нейтронно-физ. исследованиях используются пуч­ки моноэнергетич. нейтронов со сте­пенью монохроматизации ~10^-2. Ин­тенсивные пучки быстрых нейтронов получаются на ускорителях заряж. ч-ц в яд. реакциях (p, n) и (d, pn). Энер­гия нейтронов ξ изменяется при варь­ировании энергии первичных заряж. ч-ц, падающих на мишень. Медленные нейтроны также могут быть получены на всех типах ускорителей, в т. ч. на электронных ускорителях в резуль­тате реакции (g, n) при облучении ми­шеней из тяжёлых элементов g-квантами тормозного излучения эл-нов. По­лучающиеся быстрые нейтроны могут быть замедлены. Обычно для этого используются водородсодержащие в-ва (вода, парафин и др.), в к-рых нейтро­ны теряют свою энергию, рассеиваясь на ядрах водорода. Однако после замедления нейтронные пучки не моноэнергетичны. Для получения моноэнергетич. нейтронов применяют метод «времени пролёта», для к-рого необ­ходимы импульсные источники ней­тронов. В каждый момент времени t после импульса нейтронов на де­тектор, удалённый от источника на расстояние L, приходят нейтроны с энергией, определяемой соотношением: ξ(эВ)=[72,3L (м)]²/t²(мкс²).

Мощные источники тепловых ней­тронов — ядерные реакторы создают внутри замедлителей потоки тепловых нейтронов до 10¹⁵ нейтронов/(см²•с). Моноэнергетич. тепловые нейтроны получают с помощью дифракции ней­тронов на монокристаллах. Для полу­чения холодных нейтронов исполь­зуются замедлители, охлаждаемые до температур жидкого азота и даже жид­кого водорода (20 К). Ультрахолод­ные нейтроны выводятся из замедли­телей резко изогнутыми вакуумными нейтроноводами.

Результаты нейтронно-физ. исследо­ваний имеют особое практич. значе­ние в связи с проблемами получения яд. энергии, т. к. в процессах яд. де­ления и термояд. синтеза нейтроны играют осн. роль.

• Г у р е в и ч И. И., Т а р а с о в Л. В., физика нейтронов низких энергий, М., 1965; Власов Н. А., Нейтроны, 2 изд., М., 1971; Бекурц К., В и р т ц К., Нейтрон­ная физика, пер. с англ., М., 1968.

В.  И. Лущиков.

НЕЙТРОННЫЕ ЗВЕЗДЫ, самые плотные, согласно теории внутр. строения звёзд (с плотностью в-ва порядка плотности ат. ядер), гидро­статически равновесные звёзды, со­стоящие из нейтронов с малой при­месью эл-нов, сверхтяжёлых ат. ядер и протонов. Возникновение Н. з. связано с нейтронизацией вещества в ус­ловиях высокой плотности ~10¹⁴ г/см³. Нейтроны Н. з. устойчивы, как если бы они находились в огромном ат. ядре. Устойчивость приобретают и упо­мянутые сверхтяжёлые ядра. Гидростатич. равновесие в Н. з. обеспечи­вается давлением вырожденного газа нейтронов и (или) упругостью ней­тронного кристалла и жидкости. Н. з. были открыты (1967) в виде пульсаров. Периодичность радиоизлучения пуль­саров объясняется быстрым вращени­ем Н. з. (периоды вращения более ста известных радиопульсаров лежат в интервале ~ 0,01—1 с). Само же ра­диоизлучение связано с движением эл-нов в сильном магн. поле Н. з. с индукцией ~10¹² Гс. В составе тесных двойных систем Н. з. обнаружили себя в виде рентг. пульсаров. По неск. двойным системам оценена масса Н. з. М=1,2—1,6 m_солн. Н. з. могут себя проявлять ещё как недавно открытые (1975) барстеры — импульсные источ­ники гамма- и рентгеновского излу­чений.

Согласно теории эволюции звёзд, Н. з. рождаются в результате гравита­ционного коллапса звёзд достаточно большой массы (M³1,2M_солн). При коллапсе возникает горячая Н. з. (с темп-рой в центре ~10¹¹ К), к-рая весьма скоро (за время ~10—100 с) охлаждается до ~10⁹ К за счёт излу­чения нейтрино. Н. з. на этой стадии характеризуются очень сложным внутр. строением. Во-первых, у них — твёрдые кора и ядро (ферми-кристаллы), между к-рыми расположена жид­кая оболочка (ферми-жидкость). Во-вторых, их магн. и тепловые св-ва в значит. мере обусловлены сверхпро­водимостью в системе протонов и сверхтекучестью в системе нейтронов тв. и жидких оболочек. В-третьих, согласно общей теории относитель­ности, значение силы тяготения в Н. з. заметно отличается от ньютоновского, с чем связан верхний предел масс Н. з., составляющий 2—3 m_солн. Ис­точниками энергии эл.-магн. излуче­ния Н. з. могут быть кинетич. энергия вращения звезды, энергия радиоакт. распада сверхтяжёлых ядер, энергия фазового перехода ферми-кристалла в ферми-жидкость и др.

• Д а й с о н Ф., Х а а р Д. тер, Нейт­ронные звезды и пульсары, пер. с англ., М., 1973; Сюняев Р. А., Шакура Н. И., Рентгеновские источники в двойных системах, в кн.: Явления нестационарности и звездная эволюция, М., 1974; Смит Ф., Пульсары, пер. с англ., М., 1979.

В.    С.    Имшенник.

НЕЙТРОННЫЕ ИСТОЧНИКИ. Дей­ствие всех типов Н. и. основано на использовании ядерных реакций, со­провождающихся вылетом нейтронов. Простейшие Н. и. (ампульные) со­держат либо спонтанно делящееся ядро (напр., ²⁵²Cf), либо однородную смесь порошков Be и a-активного нуклида (напр., ²¹⁰Ро, ²²⁶Ra, ²³⁹Pu, ²⁴¹Am), излучающую нейтроны в ре­зультате реакции ⁹Ве+⁴Не=¹²С+n.

Макс. мощность таких Н. и. (~10⁷ нейтрон/с) ограничена допустимой ак­тивностью радиоактивных препаратов (£10 Ки). Достоинства ампульных Н. и.— малые габариты, портативность и стабильность (хотя мощность источни­ка плавно меняется в соответствии с периодом полураспада радиоактивного нуклида). Их недостатки — низкая ин­тенсивность, широкий сплошной энергетич. спектр нейтронов (~0,1— 12 МэВ) и высокий уровень сопровож­дающего g-излучения.

Более интенсивные Н. и., испускаю­щие до 10¹² нейтрон/с,— небольшие электростатич. ускорители заряж. ч-ц (н е й т р о н н ы е  г е н е р а т о р ы), в к-рых ядра дейтерия, ускоренные до энергии ~200 кэВ, бомбардируют мишень, содержащую тритий. В ре­зультате реакции ²Н+³Н® ⁴Не+n образуются почти моноэнергетич. ней­троны с энергией 14 МэВ. Нейтронные генераторы широко используются для нейтронного активационного анализа материалов и для нейтронного каро­тажа геологич. пород.

Самыми мощными Н. и. явл. ядер­ные реакторы, испускающие-5•10¹⁶ нейтрон/с на каждый МВт мощности ре­актора. Для хар-ки реактора как Н. и. более употребительно не полное кол-во испускаемых нейтронов, а макс. плотность N их потока (яркость) внутри активной зоны или замедлите­ля реактора. В спец. исследователь­ских реакторах яркость достигает ~10¹⁵ нейтрон/с с 1 см². Хотя в реак­ции деления ядер ср. энергия обра­зующихся нейтронов составляет ~2 МэВ, в результате замедления нейтронов в конструкц. элементах и замедлителе спектр нейтронов обычно сильно обогащён тепловыми нейтрона­ми (максимум в области 0,06 эВ). Ещё большая яркость ~10¹⁷ нейтрон/с с 1 см² (в импульсе длительностью ~100 мкс) достигается в импульсных реакторах, к-рые удобны для спектрометрич. исследований (см. Нейтрон­ная спектроскопия).

Высокая импульсная яркость по­лучается также при использовании пучков мощных электронных или про­тонных ускорителей. В электронных ускорителях нейтроны получаются в результате фотонейтронной реакции от тормозного излучения эл-нов, падаю­щих на вольфрамовую или урановую мишень. При энергии эл-нов 30 МэВ генерируется 1 нейтрон на 100 эл-нов. В протонных ускорителях нейтроны непосредственно выбиваются прото­нами из ядер. При энергии протонов 1 ГэВ каждый протон выбивает из урановой мишени до 30 нейтронов.

• См.   лит.   при  ст.   Нейтронная физика.

В.  И. Лущиксв.

НЕЙТРОНОГРАФИЯ, совокупность методов изучения строения в-ва в конденсиров. состоянии методом рас­сеяния нейтронов низких энергий (ξ<1 эВ). Яд. реакторы явл. источ­ником тепловых нейтронов, энергетич. спектр к-рых имеет максимум в об-

456

 

 

ласти 0,06 эВ. Соответствующая этой энергии длина волны де Бройля l~1Å соизмерима с межатомными расстоя­ниями в конденсиров. средах. Это де­лает возможным исследование взаимно­го расположения атомов в в-ве с по­мощью дифракции нейтронов (см. Ди­фракция микрочастиц). Соизмеримость энергии тепловых нейтронов с энерги­ей тепловых колебаний атомов позво­ляет изучать динамич. св-ва в-ва (см. Колебания кристаллической решётки). Наличие у нейтрона магн. момента, к-рый может взаимодействовать с магн. моментами атомов, позволяет исследо­вать величину, расположение и взаим­ную ориентацию магн. моментов ато­мов. Н. применяется для исследования структурных, динамич. и магн. свойств практически всех известных форм конденсиров. сред от простых кристаллов и жидкостей до биол. макромолекул (см. Биологические кристаллы). Н. позволяет изучать микроструктуру сплавов, фазовые переходы и др. Рассеяние нейтронов в-вом принято классифицировать по след. признакам: а) по изменению энергии нейтрона при рассеянии (у п р у г о е,  н е у п р у г о е рассеяния); б) по характеру вз-ствия нейтрона с рассеивающим центром (я д е р н о е,  м а г н и т н о е рассеяния); в) по степени когерент­ности волн де Бройля, рассеянных от множества центров, образующих изу­чаемое в-во. В общем случае интен­сивность суммарной рассеянной волны (достаточно малым объёмом в-ва) мож­но представить в виде двух слагаемых,

 

 

Рис. 1. Нейтронограмма антиферромагн. порошка МоТе₂ при 4,2 К с ядер­ными и магн. дифракц. максимумами (в скобках индексы кристаллогра­фич. атомных плоско­стей).

 

первое из к-рых пропорц. числу рас­сеивающих центров N (некогерентная составляющая), второе — N² (коге­рентная составляющая). Когерентная составляющая рассеяния явл. струк­турно-чувствительной, некогерентная составляющая отражает вз-ствие нейт­рона с отд. рассеивающими центрами и поэтому даёт информацию только о динамических свойствах отдельных атомов или молекул.

Структурная нейтронография. В кри­сталлах упругое когерентное рассея­ние нейтронов на ядрах наблюдается в виде узких дифракц. максимумов ин­тенсивности (рефлексов, рис. 1), по­являющихся для тех направлений, для к-рых выполнено Брэгга — Вульфа условие. Структурная Н. во многом похожа на рентгеновский структур­ный анализ. Отличия связаны с тем, что нейтроны рассеиваются ядрами, а рентгеновские лучи — атомными эле­ктронами. Н. применяется для реше­ния задач, малодоступных для рент­геновского структурного анализа, в частности для определения коорди­нат атомов водорода, анализа соеди­нений атомов с близкими ат. номерами Z и соединений лёгких атомов с тяжё­лыми, исследования распределения изотопов. Совместное использование рентгеновского и нейтронного ди­фракц. методов позволяет исследовать пространств. распределение эл-нов, участвующих в образовании хим. свя­зи. Особенности структурной Н.— изотропия яд. формфакторов, большая проникающая способность нейтронов, широкий диапазон длин волн, ано­мальная дисперсия для ряда элемен­тов и др.

Наиболее сложные соединения, структура к-рых исследовалась нейтронографически,— витамин В₁₂ и бе­лок миоглобин.

Магнитное когерентное рассеяние нейтронов. Наличие магн. упорядоче­ния обычно обнаруживается по появ­лению на нейтронограммах на фоне яд. рассеяния дополнит. максимумов когерент­ного магн. рассеяния, интенсивность к-рого зависит от темп-ры. По положению этих максимумов и их ве­личине (рис. 1) мож­но определить тип магн. структуры кри­сталла и величины магн. моментов ато­мов. В случае моно­кристаллов можно оп­ределить также напра­вление магн. моментов

относительно кристаллографических осей и построить распределение в эле­ментарной ячейке спиновой плот­ности — плотности магнитно-актив­ных эл-нов, спин к-рых не скомпенси­рован в пределах атома (см. Парамаг­нетизм).

Магн. рассеяние нейтронов обычно сопровождается ядерным и требуются спец. меры для их разделения. Наибо­лее эффективно это достигается применением пучков поляризованных ней­тронов. Если магн. структура не со­впадает с атомной (антиферромагнети­ки и магнетики с геликоидальной структурой), то возникают чисто магн. рефлексы.

Движение атомов и молекул в кон­денсиров. средах описывается с по­мощью квазичастиц, в частности фо­нонов. Неупругое когерентное рассея­ние нейтронов на ядрах, сопровождаю­щееся рождением или уничтожением одного фонона, позволяет изучать его св-ва — дисперсии закон ξ(р) (ξ — энергия квазичастицы, р — её квазиимпульс), время жизни и характер вз-ствия с др. квазичастицами. Магноны исследуются с помощью неупру­гого когерентного магн. рассеяния.

Некогерентное рассеяние нейтронов. Упругое некогерентное ядерное рас­сеяние даёт информацию только о вероятности процесса рассеяния без передачи энергии. Квазиупругое рас­сеяние (с очень малыми передаваемы­ми энергиями ~10^-3—10^-7 эВ) даёт сведения о самодиффузии атомов и мо­лекул в жидкостях, диффузии прото­нов в металлах, колебаниях макромо­лекул в растворах и др. Упругое неко­герентное магн. рассеяние позволяет исследовать пространств. распределе­ние магнитно-активных эл-нов в отд. парамагн. атомах.

Неупругое некогерентное яд. рас­сеяние в моно- и поликристаллах по­зволяет исследовать фононный спектр и динамику отд. некогерентно рассеи­вающих центров, напр. протонов в ме­таллах, небольших молекул и мол. групп (NH₃CH₃ и др.) в сложных водородсодержащих кристаллах и т. п. Неупругое некогерентное магн. рас­сеяние применяется при исследовании структуры электронных уровней осн. мультиплетов парамагн. ионов в ме­таллах и металлидах. Некогерентный неупругий процесс даёт информацию сразу о всех возможных возбуждени­ях, т. е. о плотности состояний квази­частиц.

Экспериментальные методы. Источ­ником нейтронов в Н. обычно явл. ядерный реактор. Измерение энергии нейтрона производят: а) с помощью нейтронных дифракц. монохроматоров М (монокристаллы Cu, Zn и др., рис. 2, а, в) или многослойных отра­жающих зеркал; б) с помощью фильт­ров А (рис. 2, г) из в-в, обладающих «окном» прозрачности для нейтронов в определённой области энергий (напр., Be прозрачен для энергий 5•10^-3 эВ);

в)   по   времени   пролёта   (рис.    2, б);

г) методами монохроматизации поляризов. нейтронов (резонансный метод и метод спинового эха). Резонансный метод основан на явлении резонансного переворачивания спина нейтрона в стационарном магн. поле с прост­ранств. периодичностью вдоль ней­тронного пучка. При нек-ром выборе

457

 

 

периода и величины магн. поля ней­троны определённой энергии испыты­вают переворачивание спина и могут быть отделены от нейтронов др. энер­гий. Метод нейтронного спинового эха основан на ларморовской прецессии спина нейтрона во внеш. магн. поле.

Рис. 2. Схемы нейтронографич. экспериментов: И — источник нейтронов, ИИ — им­пульсный источник, M — кристалл — монохроматор, О — исследуемый образец, Д — детектор, А — фильтр—анализатор; а и 6 — изучение упругого, в и г — неупругого рассеяний нейтронов.

 

Этот способ позволяет обнаружить из­менение энергии нейтрона порядка 10^-7—10^-10 эВ. Для анализа неупру­гого рассеяния нейтронов использует­ся метод времени пролёта с фильтром перед детектором (рис. 2, г).

• Г у р е в и ч И. И., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, М., 1965; И з ю м о в Ю. А., Озеров Р. П., Маг­нитная нейтронография, М., 1966; Кри­воглаз М. А., Теория рассеяния рент­геновских лучей и тепловых нейтронов реальными кристаллами, М., 1967; Рассея­ние тепловых нейтронов, под ред. П. Игелстаффа, пер. с англ., М., 1970; Нейтроны и твердое тело, под ред. Р. П. Озерова, т. 1—2, М., 1879—81; Александров Ю. А., Шарапов Э. И., Чер Л., Дифракционные методы в нейтронной физи­ке, М., 1981; Динамические свойства твер­дых тел и жидкостей. Исследование методом рассеяния нейтронов, пер. с англ., под ред. С. Лавси, Т. Шпрингера, М., 1980.

А. М. Балагуров, Ю. М. Останевич.

НЕЛИНЕЙНАЯ АКУСТИКА, об­ласть акустики, изучающая явления, для описания к-рых обычные прибли­жения линейной теории звука недоста­точны и необходим учёт нелинейных членов ур-ний гидродинамики и ур-ния состояния. Обычно такие явления, т. я. нелинейные эффекты, возникают при распространении звук. волн большой интенсивности (т. н. волн конечной амплитуды) и проявляются во вз-ствии разл. мод гидродинамич. возмущения, отсутствующих в рамках линейного приближения, характеризующегося выполнением суперпозиции принципа. Нелинейные эффекты в акустич. поле можно рассматривать как результат изменения св-в среды, вызванного рас­пространяющейся волной и влияюще­го как на распространение данной вол­ны (самовоздействие), так и на рас­пространение др. гидродинамич. воз­мущений (вз-ствие). К нелинейным эффектам относятся: изменение формы волны в процессе её распространения, т. е. изменение временной зависимо­сти параметров волны, возникновение комбинационных тонов при рассеянии

звука на звуке, самофокусировка вол­ны, давление звук. излучения, акус­тич. течения, кавитация и др.

Характерной чертой нелинейных эф­фектов явл. их зависимость от ампли­туды волны, в отличие от явлений линейной акустики (напр., дифракции волн, рассеяния звука), определяемых лишь частотой и скоростью звук. вол­ны. Их относит. вклад характеризует­ся безразмерной величиной — Маха числом M=v/c=r'/r, где v — амплиту­да колебательной, скорости частиц, с — скорость звука, r' — обусловлен­ная волной избыточная плотность, r — равновесное значение плотности. Учёт нелинейных членов в ур-ниях гидро­динамики и ур-ниях состояния приво­дит не только к нелинейным поправкам порядка М, малым при М<<1, во и к накапливающимся при распростране­нии волны эффектам, к-рые радикаль­но изменяют картину распростране­ния волны даже при малых М. Пример такого накапливающегося эффекта — искажение формы волны при её рас­пространении, обусловленное разни­цей в скоростях перемещения разл. точек профиля волны. Точки, соответ­ствующие областям сжатия, «бегут» быстрее точек, соответствующих об­ластям разрежения. Происходит это от того, что скорость звука в области сжатия больше, чем в области разре­жения, а также из-за увлечения вол­ной среды, к-рая в области сжатия движется в направлении распростра­нения волны, а в области разреже­ния — в противоположном. Для волн малой интенсивности, когда M<<1, эта разница скоростей пренебрежимо мала и волна успевает затухнуть, прежде

Экспериментально зарегистрированный про­филь первоначально синусоидальной вол­ны на расстоянии 100 длин волн от излу­чателя. Амплитуда давления пилообразной волны 10 атм, частота 0,775 МГц.

 

чем в ней разовьются нелинейные эф­фекты. Распространение таких волн происходит практически без измене­ния их формы, в соответствии с реше­ниями ур-ний линейной акустики, ос­нованных на предположении о посто­янстве скорости звука для всех точек профиля волны. Если же интенсив­ность волны достаточно велика, то влияние накапливающихся нелиней­ных эффектов сильнее, чем влияние диссипативных процессов, обусловли­вающих затухание волны, поэтому первоначально синусоидальная волна переходит в пилообразную (рис.). Рас­стояние, на к-ром происходит этот пе­реход, зависит от амплитуды и длины волны. Со спектр. точки зрения, иска­жение формы волны означает нарастание высших гармонич. составляющих осн. частоты и явл. частным случаем нелинейного взаимодействия акустиче­ских волн.

Примером ненакапливающихся не­линейных эффектов может служить давление звукового излучения, обуслов­ленное передачей импульса от волны к препятствию. Другой пример — акус­тические течения. Своеобразным нели­нейным эффектом в акустич. поле, воз­никающем при распространении звука в жидкости, явл. кавитация, к-рая также сопровождается перераспреде­лением энергии по спектру акустич. волны.

• Зарембо Л. К., Красильников В. А., Введение в нелинейную аку­стику, М., 1966; Мощные ультразвуковые поля, под ред. Л. Д. Розенберга, М., 1968.

К. А. Наугольных.

НЕЛИНЕЙНАЯ ОПТИКА, раздел оп­тики, охватывающий исследования распространения мощных световых пучков в тв. телах, жидкостях и газах и их вз-ствия с в-вом. Сильное свето­вое поле изменяет оптич. хар-ки среды (показатель преломления, коэфф. по­глощения), к-рые становятся ф-циями напряжённости электрич. поля Е све­товой волны, т. е. поляризация среды нелинейно зависит от Е. Н. о. имеет много общего с нелинейной теорией колебаний (см. Нелинейные системы), нелинейной акустикой и др.

Историческая справка. Начало совр. этапа в развитии Н. о. (1961) связано с созданием лазеров, к-рое открыло возможности изучения и использова­ния нелинейных явлений фактически во всех областях физ. и прикладной оптики. С появлением лазеров оптика получила источники когерентного из­лучения большой мощности. С по­мощью импульсных лазеров можно получить интенсивности света I~10⁷—10⁹ Вт/см². Мощные лазерные системы позволяют получить I~10¹⁶ Вт/см². Напряжённости светового поля Е (I пропорц. Е²) в таких пучках сравнимы или даже превышают внутриатомные поля. В таких световых нолях возни­кают новые оптич. эффекты и сущест­венно изменяется характер уже извест­ных явлений.

Вместе с тем ясные представления о том, что законы линейной оптики (су­перпозиции принцип) носят прибли­жённый характер и применимы лишь для не слишком сильных световых полей, существовали и до появления лазеров. Ок. 50 лет назад С. И. Вави­ловым были поставлены эксперименты с целью обнаружения нелинейных яв­лений. В 1923 Вавилов и В. Л. Лёвшин обнаружили уменьшение погло­щения света урановым стеклом с рос­том интенсивности света и объяснили это тем, что в сильном эл.-магн. поле большая часть атомов (или молекул) находится в возбуждённом состоянии и уже не может поглощать свет. Счи­тая, что это лишь один из множества возможных оптич. нелинейных эффек­тов, Вавилов впервые ввёл термин «Н. о.». В 50-х гг. Г. С. Горелик тео-

458

 

 

ретически рассмотрел возможность на­блюдения ряда нелинейных оптич. эффектов с помощью фотоэлектрич. умножителей. Один из них — смеще­ние оптич. дублета с выделением раз­ностной частоты, лежащей в диапазоне СВЧ (г е т е р о д и н и р о в а н и е  с в ет а),— наблюдали в 1955 А. Форрестер, Р. Гудмундсен и П. Джонсон (США). К Н. о. в широком смысле относятся и хорошо известные электро-оптические эффекты (линейный Поккельса эффект и квадратичный Керра эффект). Оказалось, что влияние низ­кочастотного электрич. поля на пока­затель преломления среды имеет ту же физ. природу, что и такие нелинейно-оптич. явления, как генерация оптич. гармоник и смешение частот (си. ниже).

В 1961 П. Фрайкен с сотрудниками (США) открыл эффект удвоения часто­ты света в кристаллах — генерацию 2-й гармоники. В 1962 наблюдалось утрое­ние частоты (генерация 3-й гармони­ки). В 1961—63 в СССР (Р. В. Хохлов, С. А. Ахманов) и в США (Н. Бломберген) были получены фундаментальные результаты в теории нелинейных оптич. явлений, заложившие теор. основы Н. о. В 1962—63 открыто и объяснено вынужденное комбинационное рассея­ние света, что послужило толчком к изучению вынужденного рассеяния др. видов. В 1965 обнаружена самофокуси­ровка света. При этом мощный световой пучок, распространяясь в среде, во многих случаях не испытывает обыч­ной, т. н. дифракционной, расходимо­сти, а, напротив, самопроизвольно сжимается.

В 1965 были созданы параметриче­ские генераторы света, в к-рых не­линейные оптич. эффекты используют­ся для генерирования когерентного оптич. излучения, плавно перестраи­ваемого по частоте в широком диапа­зоне длин волн l. В 1967 началось ис­следование нелинейных явлений, свя­занных с распространением в среде сверхкоротких (длительностью до 10^-12 с) световых импульсов. С 1969 развиваются методы нелинейной и ак­тивной спектроскопии (см. ниже).

Наиболее важные разделы совр. Н. о.: волновая Н. о., исследования нелинейной поляризации среды и не­линейная спектроскопия, прикладная Н.о.

Взаимодействие сильного светового поля со средой. Элем. процесс, лежа­щий в основе вз-ствия света со сре­дой,— возбуждение атома или моле­кулы световым полем и переизлучение света возбуждённой ч-цей. Матем. опи­санием этих процессов явл. ур-ния, связывающие поляризацию Р ед. объ­ёма среды с напряжённостью поля E (м а т е р и а л ь н ы е  у р а в н е н и я). Линейная оптика базируется на приближённом соотношении:

р=cе,          (1)

где c — диэлектрическая   восприимчи­вость, зависящая только от св-в среды

(см. Диэлектрики). Согласно (1), пере­излучённое поле имеет ту же частоту, что и падающее, следовательно, ур-ние (1) не описывает ни возникновения оптич. гармоник, ни др. нелинейные эффекты. Это означает, что соотноше­нием (1) можно пользоваться лишь в области слабых световых полей.

Суть приближений, лежащих в ос­нове (1), можно понять, обращаясь к классич. модели осциллятора, исполь­зуемой для описания вз-ствия света с в-вом. Поведение атома или молекулы в световом поле эквивалентно колеба­ниям осциллятора. Характер отклика ат. осциллятора на световую волну можно установить, сравнивая E с на­пряжённостью внутриатомного поля E_a»e/a²»10⁸ —10⁹ В/см (е — заряд эл-на, a — ат. радиус), определяющего силы связи в ат. осцилляторе. В пуч­ках нелазерных источников Е»1—10 В/см, т. е. Е<<Е_а, и ат. осциллятор можно считать гармоническим. Пря­мым следствием этого явл. (1). В пуч­ках мощных лазеров можно получить Е вплоть до 10⁶ —10⁷ В/см, уже срав­нимые с Е_а. При этом осциллятор ста­новится ангармоническим, нелиней­ным, что приводит к нелинейной зави­симости между поляризацией среды Р и E. При (E/E_a)<1 P можно предста­вить в виде разложения в ряд но параметру Е/Е_а:

P=c⁽¹⁾E+c⁽²⁾E²+c⁽³⁾E³+...   (2)

Коэфф.c⁽¹⁾, c⁽²⁾ и т. д. наз. н е л и н е й н ы м и   в о с п р и и м ч и в о с т я м и (по порядку величины c⁽¹⁾~ ~1/E_a; c⁽²⁾~1/E²_a. Ур-ние (2) явля­ется основой Н. о. Если на поверх­ность среды падает монохроматич. световая волна Е=Аcos(wt-kx), где А — амплитуда, w — частота, k — вол­новое число, х — координата точки вдоль направления распространения волны, t — время, то, согласно (2), поляризация среды наряду с линейным членом Р^Л =c⁽¹⁾Acos(wt-kx) содер­жит ещё и нелинейный член 2-го по­рядка:

Последнее слагаемое в (3) описывает поляризацию, изменяющуюся с часто­той 2w, т. е. генерацию 2-й гармоники. Генерация 3-й гармоники, а также за­висимость показателя преломления n от интенсивности описываются членом c⁽³⁾E³ в (2) и т. д. [член с c⁽²⁾ описы­вает также линейный злектрооптич. эффект, если в (2) представить Е в ви­де: Е=Е₀+Е_св, где Е₀ — статич. по­ле, Е_св — электрич. поле световой волны, а член с c ⁽³⁾ описывает эффект Керра].

Нелинейный отклик ат. или мол. ос­циллятора на сильное световое поле — наиболее универсальная причина не­линейных оптич. эффектов. Существу­ют и др. причины: напр., изменение показателя преломления n может быть вызвано нагревом среды лазерным из­лучением. Изменение темп-ры DT=aЕ² (a — коэфф. поглощения света) приводит к изменению n от n₀ до n=n₀+(дn/дT)DT. Во мн. случаях сущест­венным оказывается также эффект электрострикции (сжатие среды в све­товом поле Е). В сильном световом по­ле Е лазера электрострикц. давление, пропорц. Е², изменяет плотность сре­ды, что может привести к генерации звук. волн. С тепловыми эффектами связана самодефокусировка света.

Нелинейные восприимчивости c⁽²⁾, c⁽³⁾, c⁽⁴⁾ и т. д.— новые параметры вещества (рис. 1). Изучение их дисперсии (зависимости от со) — пред­мет нелинейной спектроскопии. Для атомов методами квантовой механики

Рис. 1. Сравнение эксперим. значений ку­бичной восприимчивости c⁽³⁾ для разл. кри­сталлов с теоретическими; т. к. c⁽³⁾ — тензор 4-го ранга, то сравниваются конкретные компоненты тензора.

 

удаётся рассчитать нелинейные вос­приимчивости любого порядка. Их дисперсия имеет сложный вид, так как резонансы возникают не только при совпадении частот действующих полей с собственными частотами ато­ма, но и при совпадении с ними тех или иных комбинаций этих частот. В не слишком сильных лазерных полях совпадение результатов теории и эксперимента оказывается хорошим. Для простых молекул вблизи их колебательно-вращат. резонансов дис­персия нелинейной восприимчивости имеет много общего с дисперсией не­линейной восприимчивости атомов вблизи их электронных резонансов. Гораздо сложнее картина для элек­тронных переходов в больших моле­кулах и конденсированных средах. Несмотря на то, что квантовомеханический расчёт в этих случаях невоз­можен, была развита феноменологи­ческая теория, позволившая полу­чить количественные результаты, во мн. случаях хорошо согласующиеся с экспериментом (рис. 1), и дать ре­цепты поиска новых нелинейно-оптич. материалов. В то время как значения

459

 

 

c⁽²⁾ для подавляющего большинства оптич. материалов отличаются между собой не более чем на один порядок, значения c⁽³⁾ отличаются на три по­рядка. Это свидетельствует об особой физ. информативности нелинейных св-в в-ва.

Оптические гармоники. На рис. 1 на вклейке к стр. 528 показано, как интенсивное монохроматич. излуче­ние лазера на неодимовом стекле (l=1,06 мкм), проходя через оптически прозрачный кристалл ниобата бария, преобразуется в излучение с l=0,53 мкм, т. е. во 2-ю гармонику. При нек-рых условиях во 2-ю гармо­нику переходит более 60% энергии падающего излучения. Более сложные эффекты возникают, если в среде рас­пространяются две или неск. интен­сивных волн с разл. частотами, w₁ и w₂. Тогда наряду с гармониками каж­дой из волн (2w₁, 2w₂ и т. д.) возника­ют волны с комбинац. частотами (w₁+ w₂,    w₁-w₂   и   т.  п.).

Генерация оптич. гармоник имеет много общего с умножением частоты в нелинейных элементах радиоуст­ройств, однако в оптике эти эффекты явл. результатом вз-ствия со средой не колебаний, а волн. Т. к. свет рас­пространяется в среде, размеры L к-рой существенно превышают l, сум­марный эффект генерации гармоник на выходе зависит от фазовых соотноше­ний между осн. волной и гармониками внутри среды; возникает своеобразная интерференция, способная либо уси­лить, либо ослабить эффект. Можно ожидать, что вз-ствие двух волн, напр. w и 2w, максимально, а следователь­но, максимальна и перекачка энергии от осн. волны w к гармонике 2w, если их фазовые скорости равны (условие

Рис. 2. Сечения по­верхностей показате­лей преломления в кристалле КН₂РО₄ для частоты излу­чения неодимового лазера (индекс 1) и его 2-й гармоники (индекс 2). В пло­скости OXZ сечения для обыкновенных волн (n⁰) — окружности, для необыкновенных волн (n^е) — эллипсы. Под углом q₀ к оп­тической оси OZ n⁰₁=n^e₂, а следовательно, равны и фазовые скорости осн. обыкновен­ной и 2-й гармоники необыкновенной волн.

фазового синхронизма). С квант. то­чки зрения, это условие соответствует закону сохранения импульса k при слиянии или распаде фотонов. Для трёх волн условия синхронизма имеют вид: k₃=k₁+k₂, где k₁ k₂ и k₃ — им­пульсы фотонов (в ед. n).

Равенство фазовых скоростей волн на разных частотах имеет место лишь в среде без дисперсии (см. Дисперсия волн). Однако выяснилось, что отсутствие дисперсии можно имитировать, используя вз-ствие волн разной поля­ризации в анизотропной среде, в част­ности в кристаллах (рис. 2). В нек-рых кристаллах есть направления, вдоль к-рых фазовая скорость одинакова для основной обыкновенной волны и необыкновенной волны 2-й гармоники (см. Кристаллооптика и рис. 2). Этот метод резко повысил эффективность нелинейных волновых взаимодействий. Если в 1961 кпд оптических удвоите­лей частоты составлял 10^-10—10^-12, то современные удвоители имеют кпд -0,8.

Оптич. умножители частоты исполь­зуются для преобразования излучения ДВ лазеров в излучение KB диапазо­нов. Обычно для этой цели служат процессы генерации 2-й и 3-й гармо­ник, но в нек-рых случаях интерес представляют и нелинейные явления более высокого порядка. Благодаря нелинейной поляризации n-го порядка P⁽ⁿ⁾=c⁽ⁿ⁾еⁿ световая волна частоты w возбуждает n-ю гармонику w_n=nw, и при достаточно больших n использование умножения частоты по­зволяет сразу продвинуться доста­точно далеко в KB область спектра.

Рис. 3. Энергетич. схема генерации 5-й и 7-й оптич. гармоник в атомах Не; горизон­тальными штрихами отмечены положения энергетич. уровней атома Не, заштри­хована область сплошного спект­ра.

 

Однако нелинейные восприимчиво­сти c⁽ⁿ⁾ быстро уменьшаются с ростом n(c⁽ⁿ⁾~1/E^(n-1)_a), и поэтому для по­лучения заметного нелинейного эф­фекта необходимы достаточно мощные световые пучки. Предел здесь опреде­ляется не мощностью лазеров, а конку­рирующими нелинейными явлениями в в-ве и прежде всего его оптич. пробоем. Поэтому возможности исполь­зования высших нелинейностей в той или иной среде обусловливаются в пер­вую очередь её лучевой прочностью. Т. к. эта величина возрастает по мере сокращения длительности лазерного импульса, то используются сверхко­роткие импульсы длительностью 10^-11—10^-12 с.

В благородных газах или парах ме­таллов предельные плотности мощно­сти для пикосекундных лазерных им­пульсов значительно выше, чем в конденсиров. средах (10¹²—10¹³ Вт/см²). В этих условиях становится эффек­тивной генерация 5-й и даже 7-й гар­моник, обусловленная нелинейностями c⁽⁵⁾ и c⁽⁷⁾ [в газе отличны от нуля только нечетные члены в (2)]. Указан­ные процессы были использованы для получения когерентного излучения в области далёкого вакуумного ультра­фиолета. Мощные сверхкороткие ла­зерные импульсы с l=2661 нм воз­буждали газообразный Не; на выходе кюветы с Не было зарегистрировано излучение 5-й (l=53,2 нм) и 7-й (l=38,02 нм) гармоник (рис. 3). Это пока кратчайшая длина волны когерентно­го излучения.

Самофокусировка света. Самовоздей­ствия. При мощности светового пучка, превышающей нек-рое критич. значе­ние Р_кр в среде, вместо обычной дифракц. расходимости первоначально параллельного пучка может наблю­даться его самосжатие. Величина P_кр различна для разных сред; для ряда органич. жидкостей P_кр~10—50 кВт; в нек-рых кристаллах и оптич. стёклах Р_кр не превышает неск. Вт. Иногда, напр. при распространении излучения мощных импульсных лазеров в жид­костях, самосжатие носит характер «схлопывания» пучка, к-рое сопро­вождается настолько быстрым нара­станием интенсивности светового по­ля, что это может вызвать световой пробой, фазовые переходы и др. изме­нения состояния в-ва. В др. случаях, напр. при распространении излучения газовых лазеров непрерывного действия в стёклах, нарастание интенсивности поля также заметно, хотя и не являет­ся столь быстрым. Самосжатие в нек-ром смысле похоже на фокусировку пучка обычной линзой. Однако суще­ственные различия наблюдаются за фокальной точкой; самосфокусирован­ный пучок может образовывать квазистацнонарные нити (волноводное распространение), последовательность движущихся фокальных точек и т. п.

Рис. 4. Изменение хо­да лучей и самофоку­сировка света в среде с показателем преломления n, зависящим от интенсивности света; стрелками показан ход лучей; пунктир — поверхности постоянной фазы; сплошная ли­ния — распределение интенсивности света.

 

Явление самофокусировки обуслов­лено тем, что в сильном световом поле изменяется показатель преломления среды (в опыте, изображённом на рис. 2 на вклейке к стр. 528, это происходит за счёт нагрева стекла лазерным излу­чением). Если знак изменения n таков, что область, занятая пучком, стано­вится оптически более плотной, то периферийные лучи отклоняются к центру пучка (на рис. 4 изображены фазовые фронты и ход лучей в ограни­ченном пучке, распространяющемся в среде, с показателем преломления; n=n₀+n₂Е², где n₀ — постоянная со­ставляющая, не зависящая от Е, а

460

 

 

n₂>0. Поскольку фазовая скорость света v=c/n=c/(n₀+n₂E²), а поле Е на оси больше, чем на периферии, то фазовые фронты изгибаются и лучи отклоняются к оси пучка. Такая не­линейная рефракция может быть столь существенной (её величина нарастает вместе с концентрацией поля), что практически полностью подавляет дифракц. расходимость (см. рис. 3 на вклейке к стр. 528).

В реальном лазерном импульсе мощ­ность изменяется во времени и соот­ветственно изменяется во времени фо­кальная длина нелинейной линзы. В результате возникает движущийся фокус. Скорость его движения может достигать 10⁹ см/с. Учёт быстрого дви­жения фокусов в сочетании с аберраци­ями нелинейной линзы во мн. случаях позволяет построить полную теорию явления самофокусировки.

Обратный эффект — с а м о д е ф о к у с и р о в к а  возникает, если сре­да в области, занятой световым пуч­ком, становится оптически менее плот­ной (n₂<0). В этом случае мощный лазерный пучок расходится гораздо быстрее, чем пучок малой интенсивно­сти. Самодефокусировка наблюдается при распространении мощных лазер­ных пучков в атмосфере. Нелинейные волновые явления типа самофокуси­ровки и самодефокусировки, в к-рых частота почти не изменяется, наз. самовоздействием света (эффекты типа генерации гармоник и смешения волн наз. нелинейными вз-ствиями). Наря­ду с самовоздействием волн, модули­рованных в пр-ве, наблюдается также самовоздействие волн, модулирован­ных во времени. Распространение ла­зерного светового импульса в среде с показателем преломления вида: n= n₁+n₂E² сопровождается искажением его формы и фазовой модуляцией.

Рис. 5. Нитевидные разрушения оптич. стекла в поле мощного лазера; тонкая нить — след самофокусиров. светового пучка.

 

В результате возникает сильное уширение спектра излучения и ширина спектра на выходе из среды в сотни и тысячи раз превышает ширину спект­ра на входе (самомодуляция). Эффекты самовоздействия определяют осн. чер­ты поведения мощных световых пуч­ков в большинстве сред, включая и активные среды самих лазеров. В част­ности, лавинное нарастание интенсивности светового поля при самофокусировке вызывает во мн. случаях оптич. пробой среды (рас. 5).

Самопросветление и нелинейное по­глощение. Среды, непрозрачные для слабого излучения, могут стать про­зрачными для высокоинтенсивного из­лучения (просветление), и, наоборот, прозрачные материалы могут «затем­няться» по отношению к мощному из­лучению (нелинейное поглощение). Это объясняется зависимостью коэфф. поглощения от интенсивности света. Если интенсивность резонансного (по отношению к поглощающей среде) излучения велика, существенная доля ч-ц среды переходит из основного в возбуждённое состояние и населённо­сти её верх. и ниж. уровней выравниваются. Наступает т. н. насыщение резонансного перехода (стационарное или квазистационарное), в результате к-рого среда перестаёт поглощать, т. е. становится прозрачной для данного резонансного излучения. Именно этот механизм просветления среды изучал­ся в работах Вавилова (см. выше).

 

Рис. 6. Схема пикосекундного спектромет­ра, предназначенного для резонансной спектроскопии первичных стадий процесса фотосинтеза. Сверхкороткие импульсы 2-й гармоники лазера на алюмоиттриевом гра­нате YAG с примесью Nd (l=0,53 мкм) воз­буждают два перестраиваемых параметрич. генератора (ПГС) на кристаллах КДР и LiNbO₃. Такие генераторы позволяют полу­чить мощные сверхкороткие импульсы дли­тельностью ~10¹¹ с на любой длине волны в диапазоне 0,66—2,7 мкм. При изучении кинетики фотосинтеза генератор на кристал­ле КДР использовался для селективного возбуждения фотореакц. центров, а другой— для зондирования наведённых изменений по­глощения.

 

Для получения эффекта насыщения в стационарных условиях необходима затрата нек-рой энергии, поэтому про­светление среды сопряжено с опреде­лёнными потерями энергии светового пучка.

В поле коротких световых импуль­сов, длительность к-рых меньше ха­рактерных времён релаксации среды (для газов ~10^-7—10^-8с, для конденсиров. сред ~10^-11—10^-12 с), наблю­дается эффект просветления др. типа, наз. эффектом самоиндуцированной прозрачности. В этом случае короткий мощный световой импульс проходит через среду, вообще «не успев» погло­титься (слабое же квазинепрерывное излучение той же частоты может по­глотиться этой средой практически полностью). Результатом вз-ствия та­кого очень короткого светового им­пульса со средой оказывается резкое уменьшение групповой скорости рас­пространения светового импульса и изменение его формы. Эффекты нели­нейного поглощения связаны с тем, что при вз-ствии интенсивного излу­чения частоты w₀ с ч-цами заметную вероятность имеют многофотонные про­цессы.

Н. о. и нелинейная спектроскопия. Практически все осн. нелинейные оптич. явления (генерация гармоник и смешение частот, самофокусировка, самодефокусировка и самомодуляция лазерных пучков, нелинейное погло­щение и просветление, самоиндуцированная прозрачность и т. п.) легли в основу спектроскопич. методов, при­меняемых для исследования газов, жидкостей и тв. тел — методов нели­нейной спектроскопии.

Прикладная Н. о.— круг вопросов, связанных с использованием явлений Н. о. для создания новых источников когерентного оптич. излучения, пре­образования частоты, детектирования, преобразования сигналов и изображе­ний. Созданы мощные генераторы на длинах волн l=0,34 мкм (2-я гармо­ника рубинового лазера) и на 2-й гармонике лазера на стекле с при­месью Nd. Пром-сть выпускает оптич. умножители частоты, предназначен­ные для преобразования частоты ла­зеров на неодимовом стекле или на алюмоиттриевом гранате с примесью Nd (l=1,06 мкм), позволяющие полу­чить мощное когерентное излучение на волнах l=0,53 мкм (2-я гармони­ка), l=0,35 мкм (3-я гармоника) и l=0,26 мкм (4-я гармоника). Для этой цели подобраны кристаллы, обладаю­щие высокой нелинейностью (больши­ми значениями c) и удовлетворяющие условиям фазового синхронизма.

Др. важный класс нелинейных оп­тич. устройств — перестраиваемые по частоте параметрические генераторы света. В основе их действия лежат нелинейные оптич. явления, связан­ные с нелинейностью, квадратичной по полю. В среде с поляризацией P=c⁽²⁾E² наряду со «слиянием» фотонов

461

 

 

(генерацией гармоник и суммарных частот) возможен обратный процесс — когерентный «распад» фотона частоты W на два фотона, частоты к-рых w₁ и w₂ удовлетворяют условию W=w₁+w₂. Процесс идёт эффективно, если одновременно выполнены условия вол­нового синхронизма: k_W=k₁+k₂. На этом принципе основано действие параметрич. генератора света. При фик­сированной частоте W (частоте накач­ки) частоты w₁ и w₂ можно варьиро­вать в широких пределах (сохраняет­ся лишь их сумма), изменяя парамет­ры среды, влияющие на выполнение условий синхронизма. Параметрич. ге­нератор света — удобный источник пе­рестраиваемых по частоте сверхко­ротких световых импульсов. На рис. 6 показана схема пикосекундного спект­рометра с двумя параметрич. генерато­рами света (ПГС), применяемого в биологии. Нелинейные преобразовате­ли частоты используются здесь для изучения процесса трансформации энергии оптич. возбуждения сложны­ми мол. комплексами.

Методы Н. о. открывают новые воз­можности для создания корреляц. спектрографов и спектрографов с про­странств. разложением спектра (см. Спектральные приборы, Фурье спект­роскопия). На рис. 7 изображена схема нелинейного спектрографа с пространств. разложением спектра, в кото­ром используется то обстоятельство, что д и с п е р с и я  н а п р а в л е н и й  с и н х р о н и з м а  в нелиней­ных кристаллах может быть сильнее, нежели обычная дисперсия.

Рис. 7. Схема нелинейно­го спектрографа с про­странств. разложением спектра. Частоты спектр. линий исследуемого ис­точника w_x+Dw склады­ваются в нелинейном кристалле с частотой вспомогат. источника (генератора «накачки») w_н. На выходе кристал­ла интенсивное излучение суммарной ча­стоты w_н+w_х может наблюдаться только внутри весьма узкого угла, для к-рого выпо­лняется условие волнового синхронизма.

 

Спект­ральный анализ в этом случае сопро­вождается увеличением частоты света (что особенно важно при спектр. ис­следованиях в ИК области) и усиле­нием исследуемого сигнала.

Преобразование сигналов и изобра­жений. Эффект сложения частот, ле­жащий в основе действия описанного спектрографа, находит также приме­нение при регистрации слабых сигна­лов в ИК диапазоне. Если частота w_х лежит в ИК диапазоне, а w_н — в видимом, то в видимый диапазон по­падает и суммарная частота w_н+w_х, причём коэфф. преобразования может быть >>1. В видимом же диапазоне

регистрация сигнала производится с помощью высокочувствит. фотоэлек­тронного умножителя (ФЭУ). Т. о., система из нелинейного кристалла, в к-ром происходит сложение частот, и ФЭУ — чувствительный приёмник ИК излучения, применяемый, напр., в астрономии. Методы Н. о. стали ис­пользоваться в адаптивной оптике (см. Обращённый волновой фронт).

Заключение. С ростом напряжённо­сти светового поля обнаруживаются всё новые нелинейные процессы. На первом этапе развития Н. о. использо­вался диапазон l от 1,06 до 0,3 мкм. Переход к ИК-лазерам привёл к открытию нелинейности, связанной с поведением носителей заряда в по­лупроводниках (в видимом диапазоне она практически не проявляется). При помощи мощных источников УФ излучения стали возможны исследова­ния нелинейного поглощения в диэлектрич. кристаллах с широкой запре­щённой зоной и жидкостях, умноже­ние частоты в области вакуумного УФ и мягкого рентгеновского излуче­ния. Уже наблюдались когерентные нелинейные эффекты в рентгеновской области.

Успехи Н. о. стимулировали иссле­дования нелинейных явлений в физике плазмы, акустике, радиофизике и вы­звали интерес к общей теории нелинейных волн. В связи с Н. о. появи­лись новые направления исследования в физике тв. тела и жидкостей, связан­ные с изучением их нелинейных св-в и оптич. прочности.

•Ахманов С. А., Хохлов Р. В., Проблемы нелинейной оптики, М., 1964; Бломберген Н., Нелинейная оптика, пер. с англ., М., 1966; Луговой В. Н., Прохоров А. М., Теория распростра­нения мощного лазерного излучения в не­линейной среде, «УФН», 1973, т. 111, в. 2, с. 203—48; Ахманов С. А., Чиркин А. С., Статистические явления в нелиней­ной оптике, М., 1971; Цернике Ф., Мидвинтер Дж., Прикладная нели­нейная оптика, пер. с англ., М., 1976; Летохов В. С., Чеботаев В. П., Принципы нелинейной лазерной спектроско­пии, М., 1975; Келих С., Молекуляр­ная нелинейная оптика, пер. с польск., М., 1981.

С. А. Ахманов.

НЕЛИНЕЙНАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ, часть поляризации среды, являющаяся нелинейной функцией напряжённости электрич. поля Е, эл.-магн. волны, распространяющейся в среде, и обус­ловленная негармоничностью отклика элементарного ат. осциллятора на воздействие интенсивного излучения (см. Нелинейная оптика). Квадратич­ная Н. п. ответственна за детекти­рование света, генерацию второй гар­моники, линейный электрооптич. эф­фект (см. Поккельса эффект), параметрич. генерацию света (см. Параметрический генератор света). Ку­бичная Н. п. обусловливает двухфотонное поглощение (см. Многофотон­ные процессы), генерацию 3-й гармо­ники, квадратичный электрооптич. эф­фект (см. Керра эффект), вынужден­ное комбинационное рассеяние света, вынужденное Мандельштама — Бриллюэна рассеяние, вынужденное рэлеевское рассеяние.

• См.    лит.   при  ст.   Нелинейная оптика.

А.   В.   Андреев.

НЕЛИНЕЙНАЯ    СПЕКТРОСКОПИЯ, совокупность методов, в к-рых для исследования строения в-ва служат нелинейные оптич. явления. В Н. с. используются: генерация гармоник и смешение частот, нелинейное погло­щение, многофотонные процессы, са­моиндуцированная прозрачность, фо­тонное эхо и т. д. (см. Нелинейная оптика). Методы Н. с. основаны как на наблюдении этих явлений, так и на исследовании их зависимости от параметров излучения: частоты, поляризации, интенсивности, на­правления распространения и др. Наряду с принципиально новой ин­формацией Н. с. позволяет получить данные, доступные методам тра­диционной линейной спектроскопии, но с существенно большей точностью, чувствительностью и разрешением. Н. с. даёт информацию о расположе­нии энергетич. уровней, ширинах квантовых переходов и их вероятности, о временах релаксации и т. д. Первые работы по Н. с. появились в 1964— 1966, однако широкое развитие они получили лишь после создания плавно перестраиваемых по частоте лазеров (см. Лазерная спектроскопия) и пара­метрических генераторов света, из­лучение к-рых обладает высокой сте­пенью монохроматичности и стабиль­ности.

Важным направлением Н. с. явл. спектроскопия высокого разрешения атомов и молекул. В газах при низ­ком давлении атомы и молекулы ис­пускают и поглощают свет на часто­тах, смещённых из-за Доплера эффек­та относительно собств. частот не­подвижных ч-ц. Линии поглощения и излучения ансамбля хаотически дви­жущихся (тепловое движение) ч-ц состоят из множества близких линий, характерных для отд. ч-ц, имеющих определённую скорость, сливающихся в широкую линию (неоднородное уширение). Информация об истинной ши­рине линий отд. ч-ц (однородная ширина) оказывается замаскирован­ной неоднородным уширением. Кроме того, спектр. линии отд. атомов могут иметь неск. близко расположенных компонентов. Если расстояние между компонентами Dw меньше доплеровской ширины gw, то структура линии в обычных (линейных) спектрах из­лучения и поглощения не проявля­ется. Тем самым теряется информация о тонкой и сверхтонкой структуре квант. уровней атомов и молекул.

462

 

 

Для устранения доплеровского уширения и достижения высокого разре­шения разработан ряд методов, осно­ванных на нелинейных оптич. явле­ниях.

В методе  д в у х ф о т о н н о й  с п е к т р о с к о п и и  газ облучает­ся двумя лазерными пучками одина­ковой частоты со, распространяющи­мися навстречу друг другу и способ­ными индуцировать двухфотонные пе­реходы ч-ц с уровня rds₁ на уровень

Рис.   1.   Двухфотонная     спектроскопия    на встречных пучках.

 

ξ₂ (рис. 1). Частота перехода непод­вижного атома w₂₁=(ξ₂-ξ₁)/ћ. Атом, движущийся со скоростью v в любом направлении, будет воспри­нимать частоту одного пучка, смещён­ную вследствие эффекта Доплера, как w(1-v/c), а частоту пучка, распространяющегося в противоположном направлении, как w(l+v/c). Если атом поглощает один фотон из одного мучка, а второй — из встречного, то сумма частот воспринимаемых фото­нов не зависит от скорости v атома и равна 2w. Это означает, что можно наблюдать линию двухфотонного резонанса, свободную от доплеровского уширения. Для регистрации двухфофотонного возбуждения обычно используется люминесценция с возбуждённого уровня ξ₂ на промежуточный

Рнс. 2. Спектр двухфотонного поглощения на встречных пучках (тонкая и сверхтонкая структуры).

 

Уровень ξ₃,   интенсивность к-рой пропорц. населённости уровня ξ₂.   Плавно изменяя частоту w, можно получить контур   линии   двухфотонного   погло­щения,   свободный   от   доплеровского уширения (рис.  2).

Др. важный метод Н. с.— т. н. с п е к т р о с к о п и я  н а с ы щ е н и я, основан на том, что лазерный пучок наиболее сильно взаимодей­ствует только с атомами, скорости к-рых таковы, что частота исследу­емого квант. перехода, сдвинутая из-за эффекта Доплера, оказывается в резонансе с падающим излучением.

В результате на контуре доплеровски уширенной линии появляется узкий пик или провал с шириной, равной однородной ширине.

Одно из достижений Н. с.— резуль­таты, полученные методом т. н. ч е т ы р ё х ф о т о н н о й 

с п е к т р о с к о п и и, состоящим в смешении трёх волн на нелинейности, кубичной по полю: Р=c⁽³⁾Е³. Если такую поля­ризацию возбудить сразу триплетом световых волн с частотами w₁, w₂, w₃, то за счёт нелинейного вз-ствия воз­никает спектр новых световых волн

с   частотами:    w₄= w₁+w₂+w₃    w₄=w₁+w₂-w₃;   w₄=w₁-w₂-w₃  и т. п.

Это и есть четырёхфотонные процессы (в каждом элем. акте участвуют че­тыре кванта излучения). Амплитуды волн пропорц. значениям c⁽³⁾ на ча­стотах w₄. Если излучения с часто­тами w₁, w₂, w₃ генерируются лазе­рами с перестраиваемой частотой, то, исследуя четырёхфотонные процессы,

можно измерять дисперсию c⁽³⁾_(w). Метод основан на наблюдении резонанс­ных максимумов в частотной зави­симости нелинейной восприимчиво­сти 3-го порядка c⁽³⁾. Это, с одной стороны, даёт новую информацию о в-ве, недоступную традиц. спектро­скопии. С другой стороны, данные традиц. спектроскопии (положение и ширина спектр. линий, сечения рас­сеяния и т. п.) могут быть отсюда получены с большей чувствительно­стью и лучшим спектр. разрешением. Особенно важна 'дисперсия c⁽³⁾(w),

связанная с процессом вида w'₄=w₁+w₂-w₃. Резонансы в c⁽³⁾(w) (а следовательно, и резонансное увели­чение мощности излучения на частоте

w'₄) возникают, когда либо сами ча­стоты w₁, w₂, w₃, либо их комбинации (w₁+w₂ и др.) совпадают с резонанс­ными частотами атомов или молекул. Использование резонансов на сум­марной и разностной частотах по­зволяет изучать резонансные процессы в в-ве в условиях, когда частоты всех световых волн, возбуждающих среду и генерируемых в ней за счёт нели­нейных процессов, лежат в области прозрачности. Этот метод позволил с высокой степенью точности иссле­довать ряд экситонных резонансов в кристаллах (см. Экситон), комбинац. резонансов в газах и конденспров. средах и др. В т. н. нестационарной Н. с. информация извлекается из прямых временных измерений нели­нейного отклика квант. системы на возбуждающие световые импульсы. Напр., применение коротких световых импульсов (с длительностью ~10^-12 с) в активной спектроскопии комбина­ционного рассеяния позволяет раз­дельно измерять времена жизни мо­лекул в возбуждённых состояниях (по затуханию сигнала некогерентного антистоксова рассеяния) а времена ре­лаксации, определяющие ширину ли­нии (по затуханию сигнала рассеяния

в направлении фазового синхронизма, т. е. сигнала когерентного рассеяния),

• Нелинейная спектроскопия, пер. с англ., М., 1979; Летохов В. С., Ч е б о т а е в В. П., Принципы нелинейной лазерной спек­троскопии, М., 1975; Ахманов С. А., Коротеев Н. И., Спектроскопия рас­сеяния света и нелинейная оптика, «УФН», 1977, т. 123, в. 3, с. 405—71; Ахманов С. А., К о р о т е е в Н. И., Методы нели­нейной оптики в спектроскопии рассеяния света, М., 1981.

К. Н. Драбович.

НЕЛИНЕЙНАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ, об­щее наименование для квант. теорий поля (КТП), описывающих взаимо­действующие поля. Разл. поля могут взаимодействовать как друг с другом, так и сами с собой (самодействие). Ур-ния взаимодействующих полей всегда нелинейны: линейным ур-ниям соответствуют лишь свободные поля.

Среди Н. т. п. можно выделить два класса: теории, описываемые полино­миальными по полям ур-ниями, к-рые содержат поле лишь в виде степенной ф-ции, и теории, описываемые не­полиномиальными ур-ниями. Послед­ние часто называют существенно не­линейными КТП. В традиц. КТП (в частности, в квант. электродина­мике) обычно использовались поли­номиальные ур-ния. С развитием т. н. динамич. симметрии (см., напр., Киральная симметрия) всё чаще стали использоваться существенно нелиней­ные КТП. Они успешно описывают мн. известные виды вз-ствий элем. ч-ц. Особенно характерна неполино­миальная форма вз-ствия для грави­тации.

Провести строгую с физ. точки зрения границу между полиномиаль­ными и неполиномиальными теориями практически невозможно. Одни и те же виды вз-ствия элем. ч-ц, удов­летворяющие одной и той же динамич. симметрии, могут описываться как полиномиальными КТП, так и неполиномиальными (т. н. линейные и нелинейные реализации динамич. сим­метрии), при этом каждое из описаний имеет свои достоинства и недостатки. Напр., полиномиальная киральная теория (т. н. s-модель) ренормируема, однако в ней появляются фиктивные скалярные ч-цы, от к-рых пока не­известно, как избавляться. В неполиномиальных моделях возникают труд­ности с устранением бесконечностей. Обычный метод перенормировок квантовополевой теории возмущений здесь неприменим, и приходится использо­вать спец. способы для получения однозначных результатов. На этом пути уже достигнуты определённые успехи.

В 60—70-е гг. появилось направ­ление, связанное с поисками решений классич. нелинейных и неполиномиальных ур-ний. Вместо обычного пу­ти, т. е. квантования ур-ний линейного приближения и последующего учёта нелинейных членов по теории возму­щений, пытаются учесть нелинейные

463

 

 

эффекты ещё до квантования. Оказа­лось, что среди решений нелинейных ур-ний важную роль играют поля, локализованные в небольшой области пр-ва,— т. н. с о л и т о н ы. Эти ре­шения напоминают волн. пакеты, от­вечающие протяжённым ч-цам, и по­этому наз. частицеподобными. Задача квантования солитонных решений представляет значит. трудности.

• В о л к о в М. К., Первушин В. Н., Существенно нелинейные квантовые теории, динамические симметрии и физика мезонов, М. 1978.

М. К. Волков.

НЕЛИНЕЙНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ АКУСТИЧЕСКИХ ВОЛН в твёрдых телах, одно из проявлений нелиней­ных эффектов, обусловленное тем, что акустич. волна большой (конечной) амплитуды при распространении в тв. теле изменяет его физ. св-ва. Это влияет как на распространение самой волны (самовоздействие, генерация акустич. гармоник, самофокусировка), так и на распространение др. волн в тв. теле (появление волн комбинац. частот, модуляция колебаний и т. д.). При больших смешениях сжатие и растяжение становятся неравноправ­ными: сила отталкивания при сбли­жении атомов нарастает быстрее, чем сила притяжения при увеличении расстояния между атомами (т. е. сжать уже сжатый образец труднее, чем растянуть уже растянутый). В этом случае для описания распространения волн конечной амплитуды необходимо пользоваться нелинейным Гука за­коном и нелинейным волновым ур-нием. При этом возникает зависимость фазовой скорости волны от её ам­плитуды и форма волны по мере её распространения изменяется (сину­соидальная волна может выродиться в пилообразную). Искажение формы волны связано с изменением её спект­ра, к-рый обогащается гармониками. Т. о., нелинейность приводит к гене­рации гармоник в тв. теле. Если же в тв. тело или кристалл излучаются две или большее число акустич. волн одновременно, они будут взаимодей­ствовать друг с другом, порождая новые волны комбинац. частот. Об­разование таких волн (суммарной и разностной частоты) происходит при выполнении условий синхронизма:

w₁±w₂=w₃, k₁±k₂=k₃, (1)

где w₁, w₂, k₁, k₂ и w₃, k₃ — частоты и волновые векторы взаимодейству­ющих и результирующих волн соот­ветственно. Если акустич. волны рас­сматривать как поток фононов, то условия синхронизма можно интерпре­тировать как законы сохранения энер­гии и импульса фононов при вз-ствии:

ћw₁±ћw₂=ћw₃,

ћk₁±ћk₂=ћk₃  (2)

(ћ=h/2p, a h — Планка постоянная). Н. в. а. в. можно рассматривать с квант. точки зрения как вз-ствие ко­герентных фононов, т. е. как фонон-фононное вз-ствие.

Для анализа вз-ствия акустич. волн между собой, а также с др. видами волн пользуются методом диспер­сионных диаграмм, при к-ром каждой из волн, участвующих во вз-ствии, сопоставляют вектор (w_i, k_i). При выполнении условий синхро­низма три вектора (w₁, k₁), (w₂, k₂) н (w₃, k₃), участвующих во вз-ствии волн, должны составить замкнутый треугольник.

Анизотропия кристаллов приводит к ряду особенностей Н. в. а. в. и генерации акустических гармоник. Так, генерация акустической гармони­ки может проходить с поворотом пло­скости поляризации (см. Кристалла-акустика).

Н. в. а. в. может быть обусловлено геом. нелинейностью, определяемой квадратичным членом в тензоре де­формации; решёточной нелинейностью, связанной с необходимостью в законе Гука учитывать модули упругости 3-го порядка. В пьезоэлектрич. кри­сталлах нелинейные эффекты зависят также от нелинейности пьезоэффекта и от электрострикции. В пьезополупроводниках дополнит. механизмом (часто играющим преобладающую роль перед всеми др. механизмами) явл. электронная (концентрационная) не­линейность (см. Акустоэлектронное взаимодействие). В пьезоэлектрич. кри­сталлах наряду с Н. в. а. в. может иметь место нелинейное вз-ствие аку­стич. и эл.-магн. волн, к-рое обуслов­ливает эффект электроакустич. эха. В случае поверхностных акустических волн (ПАВ) все рассмотренные выше закономерности Н. в. а. в. и генера­ции гармоник сохраняются. Однако имеются нек-рые особенности вслед­ствие неоднородной структуры ПАВ.

Статич. эффекты, состоящие в из­менении параметров акустич. волны под воздействием постоянных или медленно меняющихся механич. и электрич. полей, изучаются в нели­нейной кристаллоакустике. Статич. эффекты служат для управления рас­пространением акустич. волн в тв. телах (напр., для изменения фазы волны), для измерения внутр. напря­жений и гл. обр. для измерения нелинейных коэфф. тв. тел.

Исследование Н. в. а. в. сущест­венно для понимания природы фонон-фононных вз-ствий в тв. телах, опре­деляющих процессы установления теплового равновесия, теплопровод­ности, теплового расширения тв. тел, электропроводности и сверхпроводи­мости. Фонон-фононные вз-ствия иг­рают важную роль в процессах по­глощения УЗ в кристаллах, особенно при низких темп-pax. Н. в. а. в. в тв. телах начинают использовать в уст­ройствах акустоэлектроники для об­работки сигнальной информации.

•   3 а р е м б о    Л.   К.,     Красильников  В.  А.,  Введение в нелинейную акустику, М., 1966; их же, Нелинейные явле­ния при распространении упругих волн в твердых телах, <-УФН», 1970, т. 102, в. 4.

В.  Е.  Лямов.

НЕЛИНЕЙНЫЕ СИСТЕМЫ, колеба­тельные системы, св-ва к-рых зависят от происходящих в них процессов. Колебания таких систем описываются нелинейными ур-ниями. Нелинейными явл.: механич. системы, где модули упругости тел зависят от деформаций последних или коэфф. трения между поверхностями тел зависят от относи­тельной скорости этих тел (скорости скольжения); электрические систе­мы, содержащие сегнетоэлектрики, диэлектрич. проницаемость к-рых за­висит от напряжённости электрич. поля, и т. д. Указанные зависимости в механич. системах приводят соот­ветственно либо к нелинейности свя­зей между напряжениями и дефор­мациями (нарушению Гука закона), либо к нелинейной зависимости сил трения от скорости скольжения, либо к нелинейной связи между дейст­вующей на тело силой и сообщаемым ему ускорением (если при этом ско­рость тела меняется по величине). Аналогично в электрич. системах ока­зываются нелинейными: связь между электрич. зарядами и напряжённостью создаваемого ими поля; связь между напряжением на концах проводника и силой протекающего по нему тока (нарушение закона Ома); связь между силой тока и напряжённостью созда­ваемого им магн. поля (магн. индук­цией) в магнетике и др. Каждая из этих нелинейных связей приводит к тому, что дифференциальные ур-ния, описывающие поведение Н. с., ока­зываются нелинейными, откуда и назв. Н. с.

Все физ. системы явл. Н. с. Пове­дение Н. с. существенно отлично от поведения линейных систем. Одна из наиболее характерных особенно­стей Н. с.— нарушение в них супер­позиции принципа. Искажение в Н. с. формы гармонич. внеш. воздействия и неприменимость к Н. с. принципа суперпозиции позволяют осуществ­лять с их помощью генерирование и преобразования частоты эл.-магн. ко­лебаний — выпрямление, умножение частоты, модуляцию колебаний и т. д.

• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959, гл. 4; А н д р о н о в А. А., Витт А. А., Xайкин С. Э., Теория колебаний, 2 изд., М., 1959, гл. 2, § 1—4, 6—7, гл. 3, § 1—3, 6—7; П е й н Г., Физика колебаний и волн, пер. с англ., М., 1979.

НЕЛОКАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ, общее наименование всех обобщений квантовой теории поля (КТП), осно­ванных на предположении о неточечности вз-ствия. Цель Н. т. п.— построение теории, не содержащей УФ расходимостей, присущих локальной КТП.

Имеются две точки зрения на подход к построению Н. т. п. Одна из них состоит в том, что нелокальную тео­рию следует понимать как принци­пиально новую теорию, в к-рой фун­даментальная длина l рассматрива-

464

 

 

ется как новая постоянная, такая же универсальная, как скорость света с, заряд эл-на е и постоянная Планка ћ. Постоянная l должна определить мас­штаб расстояний, на к-рых наступают принципиальные изменения в пред­ставлениях о физ. мире (см. Квантование пространства-времени).

Согласно другой точке зрения, Н. т. п. должна описывать нелокаль­ные вз-ствия квантованных полей, не меняя фундам. основ КТП, т. е. не изменяя обычного описания не­взаимодействующих ч-ц. Возникаю­щие параметры размерности длины в этом подходе не явл. универсальными фундам. постоянными, а характери­зуют лишь область нелокального вз-ствия рассматриваемых квантован­ных полей. Самосогласованную, без внутр. противоречий, теорию такого типа удаётся построить с помощью введения нелокальных формфакторов (особого «размазывания» вз-ствия ч-ц по нек-рой области пространства-вре­мени), имеющих определённые матем. св-ва. Это означает, что явления, происходящие на малых расстояниях, могут быть феноменологически опи­саны с помощью нек-рых параметров, имеющих физ. смысл.

• Марков М. А., Гипероны и К-мезоны, М., 1958; Блохинцев Д. И., Про­странство и время в микромире, М., 1970; Ефимов Г. В., Нелокальные взаимодей­ствия квантованных полей, М., 1977.

Г. В. Ефимов.

НЕЛОКАЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТ­ВИЕ, механизм вз-ствия между поля­ми, при к-ром поведение одного поля в какой-либо точке пространства-времени определяется значением др. поля в некоторой окрестности этой точки.

НЕОБРАТИМЫЕ ПРОЦЕССЫ, физич. процессы, к-рые могут самопроиз­вольно протекать только в одном оп­ределённом направлении. К ним от­носятся: диффузия, теплопроводность, термодиффузия, вязкое течение и др., при к-рых происходит направленный пространств. перенос в-ва (диффузия и термодиффузия), теплоты (тепло­проводность), импульса (вязкое те­чение). Все Н. п. явл. не равновесными процессами. Систему, в к-рой про­изошли Н. п., нельзя вернуть в ис­ходное состояние без того, чтобы в окружающей среде не осталось к.-л. изменений. В замкнутых системах Н. п. сопровождается возрастанием энтропии. В открытых системах (к-рые могут обмениваться энергией или в-вом с окружающей средой) при Н. п. энтропия может оставаться постоянной или даже убывать за счёт обмена энтропией с внеш. средой. Однако во всех случаях остаётся положительным производство энтро­пии, т. е. её возрастание в системе за единицу времени из-за наличия Н. п.

Классич. термодинамика, изучаю­щая равновесные (обратимые) процес­сы, для Н. п. устанавливает лишь неравенства, к-рые указывают возможное направление  Н.  п.  (см.  Вто­рое   начало   термодинамики).

• См.   лит. при   статьях    Кинетика   физи­ческая и   Термодинамика неравновесных про­цессов.

Д. Н. Зубарев.

НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ СООТНО­ШЕНИЕ (неопределённости принцип),

фундаментальное положение квант. теории, утверждающее, что любая физ. система не может находиться в состояниях, в к-рых координаты её центра инерции и импульс одновре­менно принимают вполне определён­ные, точные значения. Количественно Н. с. формулируется след. образом. Если Dx — неопределённость значе­ния координаты х центра инерции системы, a Dp_x — неопределённость проекции импульса р на ось х, то произведение этих неопределённостей должно быть по порядку величины не меньше постоянной Планка ћ. Ана­логичные неравенства должны вы­полняться для любой пары т. н. ка­нонически сопряжённых переменных, напр. для координаты у и проекции импульса р_у на ось у, координаты z и проекции импульса p_z. Если под неопределённостями координаты и им­пульса понимать среднеквадратичные отклонения этих физ. величин от их ср. значений, то Н. с. имеют вид:

Dp_xDx³ ћ /2, Dp_y Dy³ћ/2, D.p_zDz³ ћ/2. (1)

Ввиду малости ћ по сравнению с макроскопич. величинами той же раз­мерности действия Н. с. существенны в осн. для явлений атомных (и мень­ших) масштабов и не проявляются в опытах с макроскопич. телами.

Из Н. с. следует, что чем точнее определена одна из входящих в не­равенство величин, тем менее опре­делённо значение другой. Никакой эксперимент не может привести к одновременно точному измерению та­ких динамич. переменных; при этом неопределённость в измерениях свя­зана не с несовершенством эксперим. техники, а с объективными св-вами материи.

Принцип неопределённости, откры­тый в 1927 нем. физиком В. Гейзенбергом, явился важным этапом в вы­яснении закономерностей внутриатом­ных явлений и построении квант. механики. Существ. чертой микроскопич. объектов явл. их корпускулярно-волновая природа (см. Корпускулярно-волновой дуализм). Состояние ч-цы полностью определяется волно­вой функцией. Ч-ца может быть об­наружена в любой точке пр-ва, в к-рой волн. ф-ция отлична от нуля. Поэтому результаты экспериментов по определению, напр., координаты имеют вероятностный хар-р. Это оз­начает, что при проведении серии одинаковых опытов над одинаковыми системами получаются каждый раз разные результаты. Однако нек-рые значения будут более вероятными, чем другие, т. е. будут появляться чаще. Относит. частота появления

тех или иных значений координаты пропорц. квадрату модуля волн. ф-ции в соответствующих точках пр-ва. По­этому чаще всего будут получаться те значения координаты, к-рые лежат вблизи максимума волн. ф-ции. Если максимум выражен чётко (волн. ф-ция представляет собой узкий волновой пакет), то ч-ца в осн. находится около этого максимума. Тем не менее нек-рый разброс в значениях координаты, нек-рая их неопределённость (порядка полуширины максимума) неизбежны. То же относится и к измерению им­пульса.

Т. о., понятия координаты и им­пульса в классич. смысле не могут быть применены к микроскопич. объ­ектам. Пользуясь этими величинами при описании микроскопич. системы, необходимо внести в их интерпретацию квант. поправки. Такой поправкой и явл. Н. с.

Неск. иной смысл имеет Н. с. для энергии ξ и времени t:

DξDt³ћ. (2)

Если система находится в стационар­ном состоянии, то из Н. с. следует, что энергию системы даже в этом со­стоянии можно измерить лишь с точностью, не превышающей ћ/Dt, где Dt — длительность процесса из­мерения. Причина этого — во вз-ствии системы с измерит. прибором, и Н. с. применительно к данному случаю означает, что энергию вз-ствия между измерит. прибором и исследуемой си­стемой можно учесть лишь с точностью до ћ/Dt (в предельном случае мгно­венного измерения возникающий энергетич. обмен становится полностью не­определённым). Соотношение (2) спра­ведливо также, если под Dξ понимать неопределённость значения энергии нестационарного состояния замкну­той системы, а под Dt — характерное время, в течение к-рого существенно меняются ср. значения физ. величин в этой системе.

Н. с. для энергии и времени при­водит к важным выводам относительно возбуждённых состояний атомов, мо­лекул, ядер. Такие состояния неста­бильны, и из Н. с. вытекает, что энергии возбуждённых уровней не могут быть строго определёнными, т. е. обладают нек-рой шириной (т. н. естеств. ширина уровня). Если Dt — ср. время жизни возбуждённого состоя­ния, то ширина его уровня энергии (неопределённость энергии состояния) составляет Dξ»ћ/Dt. Др. примером служит альфа-распад радиоактивного ядра; энергетич. разброс Dξ испу­скаемых a-ч-ц связан с временем жизни т такого ядра соотношением: Dξ»ћ/t.

• См.    лит.   при   ст.   Квантовая   механика.

О. И. Завьялов.

НЕПЕР (Нп, Np), единица логарифмич. относит. величины (натураль-

465

 

 

ного логарифма отношения двух од­ноимённых физ. величин). Названа в честь шотл. математика Дж. Непера (J. Napier). 1Нп=ln│F₂/F₁│ при F₂/F₁=e»2,718, где F₂ и F₁ — зна­чения напряжения, силы тока, давле­ния и др. силовых физ. величин. Для энергетич. величин 1 Нп=0,5ln|Р₂/Р₁| при Р₂/Р₁=е², где Р₁, Р₂ — электрич. мощность, плотность анергии и т. п. Ослабление силы тока на 1 Нп соответствует его уменьшению в е»2,718 раза, а ослабление электрич. мощности на 1 Нп соответствует её уменьшению в 7,39 раза. 1 Нп=0,8686 бел=8,686 децибел.

НЕПРЕРЫВНЫЙ СПЕКТР, то же, что сплошной спектр.

НЕРАВНОВЕСНАЯ ПЛАЗМА, плаз­ма, состояние к-рой не является со­стоянием полного термодинамич. рав­новесия. Примерами Н. п. могут быть: 1) т. н. «неизотермич.» плазма, в к-рой темп-pa эл-нов отличается от темп-ры ионов; 2) плазма, пространственно неоднородная, в частности ограничен­ная магн. полем; 3) плазма, содер­жащая отд. направленные потоки эл-нов или ионов. Как правило, не­равновесность плазмы приводит к её неустойчивости, проявляющейся в на­растании возмущений и «раскачке» волн разл. типов.

В. А. Трубников.

НЕРАВНОВЕСНОЕ СОСТОЯНИЕ, в термодинамике — состояние системы, выведенной из равновесия термодина­мического, в статистич. физике — из состояния статистич. равновесия. В си­стеме, находящейся в Н. с., происхо­дят необратимые процессы, к-рые стре­мятся вернуть систему в состояние термодинамич. (или статистич.) рав­новесия, если нет препятствующих этому факторов — отвода (или под­вода) энергии или в-ва из системы (в систему). В противном случае воз­можно стационарное Н. с. (не изме­няющееся со временем). Н. с. изуча­ются термодинамикой неравновесных процессов и статистич. теорией нерав­новесных процессов (кинетикой фи­зической).

Д. Н. Зубарев.

НЕРАВНОВЕСНЫЕ ПРОЦЕССЫ в термодинамике и статистической фи­зике, физ. процессы, включающие не­равновесные состояния. Пример: про­цесс установления равновесия (тер­модинамич. или статистич.) в изоли­рованной системе, находящейся в неравновесном состоянии. Если в такой системе существуют неоднород­ное поле темп-р, градиенты концент­раций и скоростей упорядоченного движения ч-ц, то вызванные ими Н. п. теплопроводности, диффузии, вязкого течения будут способствовать устра­нению различия св-в в разных частях системы и установлению равновесия. В  н е и з о л и р о в а н н ы х  систе­мах Н. п. могут протекать стацио­нарно (без изменений физ. состояния системы, пример — теплопередача при

пост. разности темп-р за счет тепло­проводности). Н. п. явл. необратимы­ми процессами, связанными с произ­водством энтропии.

Д. Н. Зубарев.

НЕРАЗРЫВНОСТИ УРАВНЕНИЕ, одно из ур-ний гидродинамики, выра­жающее закон сохранения массы для любого объёма движущейся жидкости (газа). В переменных Эйлера (см. Эйлера уравнения гидродинамики) Н. у. имеет вид:

где r — плотность жидкости, v — ее скорость в данной точке, a v_x, v_y, v_z — проекции скорости на координатные оси. Если жидкость несжимаема (r=const), H. у. принимает вид:

Для установившегося одномерного те­чения в трубе, канале и т. п. с пло­щадью поперечного сечения S Н. у. даёт закон постоянства расхода rSv=const.

НЕРНСТА ТЕОРЕМА, установленная нем. физиком В. Нернстом (W. Nernst; 1906) теорема термодинамики, соглас­но к-рой изменение энтропии (DS) при любых обратимых изотермич. процессах, совершаемых между двумя равновесными состояниями при темпе­ратурах, приближающихся к абс. нулю, стремится к нулю: lim_T®0DS=0.

 

Другая эквивалентная формулиров­ка Н. т.: при помощи конечной последовательности термодинамиче­ских процессов нельзя достичь темпе­ратуры, равной абсолютному нулю. Н. т. приводит к ряду важных термо­динамических следствий, поэтому её называют третьим началом термоди­намики.

• Клейн М., Законы термодинамики, в сб.: Термодинамика необратимых процессов, пер. с англ., М., 1962, с. 23—34.

НЕРНСТА — ЭТТИНГСХАУЗЕНА ЭФ­ФЕКТ, возникновение в тв. провод­никах при наличии градиента темп-ры ÑT и перпендикулярного к нему магн. поля Н электрич. поля E_N (поля Н е р н с т а). Открыт в 1886 нем. физиком В. Нернстом (W. Nernst) и австр. физиком А. Эттингсхаузеном (A. Ettingshausen). Различают про­дольный Н.— Э. э., когда поле E_n возникает в направлении, параллель­ном градиенту темп-ры (изменение термоэдс с полем Н), и поперечный, когда поле e_n появляется в направле­нии, перпендикулярном Н и ÑТ. Коли­честв. хар-кой поперечного Н.— Э. э. явл. коэфф. Нернста n^=e_nÑt. Величина N^ пропорц. Н в случае сла­бых полей и H^-1 в случае сильных полей (см. Гальваномагнитиые явле­ния). Н.— Э. э., как и др. термогаль­ваномагнитные явления, обусловлен искривлением траектории носителей заряда в магн. поле.

НЕСАМОСТОЯТЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД, электрич. ток в газах, существующий при заданной разности потенциалов лишь при наличии внеш. ионизатора (см. Электрический разряд в газах).

НЕСТАТИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ в термодинамике, физ. процессы, к-рые осуществляются с конечной скоро­стью (не бесконечно медленно, как квазистатические процессы) и явля­ются, следовательно, необратимыми (см. Необратимые процессы). При Н. п. каждое промежуточное состояние си­стемы неравновесно. К Н. п. отно­сятся все естественные (природные) процессы.

НЕСУЩАЯ СПОСОБНОСТЬ, понятие пластичности теории. Н. с. харак­теризуется предельной комбинацией нагрузок, при к-рых начинается не­ограниченное возрастание пластич. деформации конструкции из идеальнопластич. материала. Во многих слу­чаях имеет смысл рассматривать Н. с. жёстко-пластических тел. Использо­вание Н. с. для установления допу­стимых нагрузок приводит к умень­шению металлоёмкости конструкций.

НЕТЕР ТЕОРЕМА, фундаментальная теорема физики, устанавливающая связь между св-вамн симметрии физ. системы и сохранения законами. Сфор­мулирована нем. математиком Э. Нётер (Е. Noether) в 1918. Н. т. утверж­дает, что для физ. системы, ур-ния движения к-рой имеют форму си­стемы дифф. ур-ний и могут быть получены из вариационного принципа механики, каждому непрерывно за­висящему от одного параметра пре­образованию, оставляющему инвари­антным действие (S), соответствует закон сохранения. Из условия обра­щения в нуль вариации действия, dS=0 (наименьшего действия прин­цип), получаются ур-ния движения системы. Каждому преобразованию, при к-ром действие не меняется, со­ответствует дифф. закон сохранения. Интегрирование ур-ния, выражающе­го такой закон, приводит к интеграль­ному закону сохранения. Н. т. даёт наиб. простой и универсальный метод получения законов сохранения в классич. и квант. механике, в теории полей и т. д.

Непрерывными преобразованиями в пространстве-времени, оставляющими инвариантным действие (а следова­тельно, и ур-ния движения), явля­ются: сдвиг во времени и в пр-ве, трёхмерное вращение, Лоренца пре­образования. Согласно Н. т., из ин­вариантности относительно сдвига во времени следует закон сохранения энергии, относительно пространств. сдвигов — закон сохранения импуль­са, относительно пространств. вра­щения — закон сохранения момента кол-ва движения, относительно пре­образований Лоренца — закон сохра­нения лоренцева момента, или обоб­щённый закон движения центра масс системы (центр масс релятив. системы движется равномерно и прямолинейно).

466

 

 

 

Н. т. относится не только к про­странственно-временным симметриям. Так, из независимости динамики заряж. ч-ц в эл.-магн. полях от калиб­ровочных преобразований (см. Ка­либровочная симметрия) следует закон сохранения заряда. Особенно важное значение Н. т. имеет в квант. теории поля, где законы сохранения, выте­кающие из наличия определённой группы симметрии, явл. существ. ис­точником информации о св-вах изу­чаемых объектов.

• П о л а к Л. С., Вариационные принци­пы механики, их развитие и применение в физике, М., 1960; Б о г о л ю б о в Н. Н., Ширков Д. В., Квантовые поля, М., 1980, § 2.

Д. Н. Зубарев.

НЕУПОРЯДОЧЕННЫЕ СИСТЕМЫ, вещества в конденсированном состоя­нии при отсутствии строгой упорядо­ченности в расположении их атомов и молекул (см. Дальний и ближний порядок). Н. с. явл. жидкие, аморф­ные и стеклообразные в-ва, а также тв. растворы. Особый класс Н. с. со­ставляют нек-рые высокотемператур­ные фазы халькогенидов благородных металлов, где упорядоченную струк­туру образуют лишь анионы. Легиро­ванные крист. полупроводники при низких темп-pax с точки зрения их электронных св-в также представ­ляют собой Н. с., образованные хао­тически расположенными примесными атомами (см. Сильнолегированный по­лупроводник).

Теор. описание разл. Н. с. содер­жит ряд общих идей: 1) хим. связи ближайших соседей не позволяют су­щественно нарушать ближний поря­док, вследствие чего зонная струк­тура Н. с. не очень сильно отличается от структуры кристаллов (см. Зон­ная теория). Однако многочисл. нару­шения идеальной решётки приводят к размытию краёв разрешённых зон и к образованию флуктуац. уровней в запрещённой зоне. В Н. с. при определённых условиях возникают строго локализованные эл. состояния, к-рые могут перемещаться только путём «прыжков», получая энергию от тепловых колебаний атомов. При темп-ре T=0К эти состояния вообще

не могут принимать участие в эле­ктропроводности. Локализованные со­стояния возникают в той области энергий, где плотность состояний g(ξ) мала (рис.). Энергии ξ_c и ξ_v, разделяющие локализованные и делокализованные состояния, играют роль границ разрешённых и запрещён­ных зон; их называют порогами подвижности.

В Н. с., как и в кристалле, вводят понятие ферми-уровня ξ_F. Элект­ропроводность а Н. с. зависит от рас­положения ξ_f относительно порогов подвижности. Если ξ_F находится вне полосы локализов. состояний, то а слабо зависит от Т (металлич. про­водимость). Если ξ_F лежит внутри полосы, то о экспоненциально зависит от Т (аморфный полупроводник). По совр. представлениям порог подвиж­ности существует лишь в трёхмерных Н. с. В одномерных и двухмерных Н. с. состояния локализованы при всех энергиях, так что при достаточно низких темп-pax электропроводность носит активационный характер. Низ­котемпературные термодинамич. св-ва Н. с. определяются не только длин­новолновыми фононами, но и локали­зованными двухуровневыми образо­ваниями, возбуждение к-рых проис­ходит за счёт туннелирования атома из одной позиции в другую. Этими возбуждениями объясняется наблю­даемая в нек-рых диэлектрич. стёклах линейная зависимость теплоёмкости от темп-ры и аномалии теплопровод­ности при очень низких темп-рах.

• Мотт Н., Электроны в неупорядочен­ных структурах, пер. с англ., М., 1969; Мотт Н., Д э в и с Э., Электронные про­цессы в некристаллических веществах, пер. с англ., 2 изд., т. 1—2, М., 1982; Садов­ский М. В., Локализация электронов в неупорядоченных системах, «УФН», 1981, т. 133, в. 2; 3 а й м а н Дж., Модели беспо­рядка, пер. с англ., М., 1982.

А. Л. Эфрос.

НЕУПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ, столкно­вение ч-ц, сопровождающееся изме­нением их внутр. состояния, превра­щением в др. ч-цы или дополнит. рождением новых ч-ц. Н. р. являются, напр., возбуждение или ионизация атомов при их столкновениях, яд. реакции, превращения элем. ч-ц при соударениях или множеств. рождение ч-ц. Для каждого типа (канала) Н. р. существует своя наименьшая (поро­говая) энергия столкновения, начиная с к-рой возможно протекание данного процесса. Полная вероятность рас­сеяния при столкновении ч-ц (харак­теризуемая полным эффективным се­чением рассеяния) складывается из вероятностей упругого рассеяния и Н. р.; при этом между упругими и неупругими процессами существует связь, определяемая оптической тео­ремой.

С. С. Герштейн.

НИЗКИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ (криоген­ные температуры), обычно темп-ры, лежащие ниже точки кипения жид­кого воздуха (ок. 80 К). Согласно рекомендации, принятой 13-м кон­грессом Междунар. ин-та холода (1971), криогенными темп-рами сле­дует называть темп-ры ниже 120 К. Получение Н. т. Для получения и поддержания Н. т. обычно используют сжиженные газы (хладагенты). В со­суде Дьюара, содержащем сжиженный газ, испаряющийся под атм. давле­нием, достаточно хорошо поддержи­вается пост. темп-pa Т_н кипения хла­дагента. Практически применяют след. хладагенты: воздух (Т_н»80 К),

азот (T_н=77,4 К), неон (T_н=27,1 К), водород (T_н=20,4 К), гелий (Т_н=4,2 К). Для получения жидких газов служат спец. установки — ожи­жители, в к-рых сильно сжатый газ при расширении до обычного давле­ния охлаждается и конденсируется (см. Джоуля — Томсона эффект).

Откачивая испаряющийся газ из герметизиров. сосуда, можно умень­шать давление над жидкостью и тем самым понижать темп-ру её кипения. Естеств. или принудит. конвекция и хорошая теплопроводность хладаген­та обеспечивают при этом однород­ность темп-ры во всём объёме жид­кости. Таким путём удаётся перекрыть широкий диапазон темп-р: от 77 до 63 К при помощи жидкого азота, от 27 до 24 К — жидкого неона, от 20 до 14 К — жидкого водорода, от 4,2 до 1 К — жидкого гелия. Методом откачки нельзя получить темп-ру ни­же тройной точки хладагента. При более низких темп-pax в-во затверде­вает и теряет свои качества хлад­агента. Промежуточные темп-ры, ле­жащие между указанными выше ин­тервалами, достигаются спец. мето­дами. Охлаждаемый объект теплоизолируют от хладагента, помещая его, напр., внутрь вакуумной ка­меры, погружённой в сжиженный газ. При небольшом контролируемом вы­делении теплоты в камере (в ней име­ется электрич. нагреватель) темп-ра исследуемого объекта повышается по сравнению с темп-рой кипения хлад­агента и может поддерживаться с высокой стабильностью на требуемом уровне. В др. способе получения промежуточных темп-р охлаждаемый образец помещают над поверхностью испаряющегося хладагента и регу­лируют скорость испарения жидкости нагревателем. Отвод теплоты от ис­следуемого объекта здесь осуществ­ляет поток испаряющегося газа. При­меняется также метод охлаждения, при к-ром холодный газ, получаемый при испарении хладагента, прого­няется через теплообменник, находя­щийся в тепловом контакте с охлаж­даемым объектом.

Гелий при атм. давлении остаётся жидким вплоть до абс. нуля темп-ры (см. Гелий жидкий). Однако при откачке паров жидкого ⁴Не (природ­ного изотопа гелия) обычно не уда­ётся получить темп-ру существенно ниже 1 К, даже применяя очень мощ­ные насосы (этому мешают чрезвы­чайно малая упругость насыщенных паров ⁴Не и его сверхтекучесть). Откачкой паров изотопа ³Не (T_N=3,2 К) удаётся достичь темп-р ~0,ЗК. Область темп-р ниже 0,3 К наз. сверхнизкими темпера­турами. Методом адиабатич. раз­магничивания парамагн. солей (см. Магнитное охлаждение) удаётся до­стичь темп-р ~10^-3 К. Тем же ме-

 

467

 

 

тодом с использованием яд. парамаг­нетизма в системе ат. ядер были до­стигнуты темп-ры ~10^-6 К. Прин­ципиальную проблему в методе адиабатич. размагничивания (как, впро­чем, и в др. методах получения Н. т.) составляет осуществление хорошего теплового контакта между объектом, к-рый охлаждают, и охлаждающей системой. Особенно это трудно до­стижимо в случае системы ат. ядер. Совокупность ядер атомов можно ох­ладить до сверхнизких темп-р, но добиться такой же степени охлажде­ния в-ва, содержащего эти ядра, не удаётся.

Для получения темп-р порядка неск. мК широко пользуются более удобным методом — растворением жидкого ³Не в жидком ⁴Не. Приме­няют для этой цели рефрижераторы

а. Схема действия рефрижератора раство­рения ³Не в ⁴Не: пары ³Не откачива­ются диффузионным насосом 1 и подают­ся затем ротац. насосом 2 к камере раство­рения 8; 3 и 4 — ванны с жидким азотом и жидким гелием. Перед капилляром 5 пары ³Не конденсируются. Жидкий ³Не, допол­нительно охлаждённый в теплообменнике 7, поступает в камеру 8. Отсюда атомы диф­фундируют сквозь раствор ³Не в ⁴Не в ка­меру испарения 6, и цикл повторяется. Обо­значения: Т — темп-pa, р — давление, v — концентрация ³Не, q — производитель­ность системы откачки, б. Осн. низко­температурная часть рефрижератора раство­рения: 1 и 2 — трубы откачки ³Не и ⁴Не; а — камера испарения; 4 — камера раство­рения; 5 — блоки теплообменников.

 

растворения (рис.). Их действие ос­новано на том, что ³Не сохраняет ко­нечную растворимость (ок. 6%) в жидком ⁴Не вплоть до абс. нуля темп-ры. Поэтому при соприкоснове­нии почти чистого жидкого ³Не с разбавленным раствором ³Не в ⁴Не атомы ³Не будут переходить в раст­вор. При этом поглощается теплота растворения и темп-pa раствора по­нижается. Растворение осуществля­ется в одном месте прибора (в камере растворения), а удаление атомов ³Не из раствора путём откачки — в дру­гом (в камере испарения). При непрерывной циркуляции ³Не, осуществ­ляемой системой насосов и теплооб­менников, можно поддерживать в ка­мере растворения темп-ру 10—30 мК неограниченно долго. Гелий ³Не мож­но охладить ещё сильнее, используя Померанчука эффект. Жидкий ³Не затвердевает при давлениях более 3•10⁶ Па. В области темп-р ниже 0,3 К увеличение давления (в пределе до 3,4•10⁶ Па) сопровождается погло­щением теплоты и понижением темп-ры равновесной смеси жидкой и тв. фаз (затвердевание идёт с поглощением теплоты). Этим методом были достиг­нуты темп-ры ~1—2 мК.

Измерение Н. т. Первичным термо­метрич. прибором для измерения термодинамич. темп-ры вплоть до 1 К служит газовый термометр. Др. ва­риантами первичного термометра явл. акустич. и шумовой термометры, дей­ствие к-рых основано на связи термодинамич. темп-ры соответственно со значением скорости звука в газе и интенсивностью тепловых флуктуа­ции напряжения в электрич. цепи. Первичные прецизионные термометры используются в осн. для определения темп-р легко воспроизводимых фазо­вых равновесий в однокомпонентных системах (т. н.  р е п е р н ы х  т о ч е к), к-рые служат опорными тем­пературными точками Международной практической температурной шкалы (МПТШ-68).

Для измерения темп-ры от 630,74°С до 13,81 К по МПТШ-68 с точностью ~0,001 К служит платиновый тер­мометр сопротивления. МПТШ-68 по­ка не продлена ниже 13,8 К ввиду отсутствия в этой области Н. т. вто­ричного термометра, не уступающего по чувствительности, точности и воспроизводимости показаний платино­вому термометру сопротивления при более высоких темп-pax. В диапазоне 0,3—5,2 К низкотемпературная тер­мометрия основана на зависимости давления насыщенных паров p_s гелия от темп-ры Т, устанавливаемой га­зовым термометром. Эта зависимость была принята в качестве междунар. температурной шкалы в области 1,5—5,2 К (шкала ⁴Не, 1958) и 0,3—3,3 К (шкала ³Не, 1962). Зависимость p_s(Т) в этих температурных диапазонах не может быть представлена простой аналитич. ф-лой и поэтому табули­руется; табличные данные обеспечи­вают точность определения темп-ры до тысячной доли Кельвина.

В области Н. т. для целей практич. термометрии применяют гл. обр. тер­мометры сопротивления (до 20 К — медный; в области водородных и ге­лиевых темп-р — вплоть до 1 мК — угольные, сопротивление к-рых воз­растает при понижении темп-ры). Для измерения темп-ры ниже 100 К применяют также термометры сопротив­ления из чистого германия.

Ниже 1 К газовым термометром пользоваться практически нельзя. Для определения термодинамич. темп-ры

в этой области используют методы магнитной термометрии и яд. ме­тоды. В основе яд. методов измерения Н. т. лежит принцип квант. статистич. физики, согласно к-рому равно­весная заселённость дискр. уровней энергии системы зависит от темп-ры. В одном из таких методов измеряются интенсивности линий ядерного маг­нитного резонанса, определяемые раз­ностью заселённостей уровней энер­гии ядер в магн. поле. В др. методе определяется зависящее от темп-ры отношение интенсивностей компонен­тов, на к-рые расщепляется линия резонансного гамма-излучения (см. Мёссбауэровская спектроскопия) во внутр. магн. поле ферромагнетика.

Аналогом термометрии по давлению насыщенных паров в области сверх­низких темп-р явл. измерение темп-ры в диапазоне 30—100 мК по осмотич. давлению ³Не в смеси ³Не — ⁴Не. Абс. точность измерений — ок. 2 мК при чувствительности осмотич. тер­мометра ~0,01 мК.

Физика Н. т. Применение Н. т. сы­грало важную роль в изучении конденсиров. состояния в-ва. Особенно много новых фактов и закономерно­стей было открыто при изучении св-в разл. в-в при гелиевых темп-pax. Это привело к развитию спец. раздела физики — физики Н. т. При пони­жении темп-ры в св-вах в-в начинают проявляться особенности, связанные с наличием вз-ствий, к-рые при обыч­ных темп-pax вуалируются тепловым движением атомов.

Благодаря значит. подавлению теп­лового движения атомов при Н. т. удалось обнаружить большое число макроскопич. явлений, имеющих квант. природу: существование гелия в жид­ком состоянии вплоть до абс. нуля темп-ры (0К), явления сверхтеку­чести, сверхпроводимости и др. При Н. т. состояние тв. тела можно рас­сматривать как упорядоченное со­стояние, соответствующее 0К, но с учётом влияния «газа» элем. возбуж­дений — квазичастиц. Введение разл. типов квазичастиц (фононы, дырки, магноны и др.) позволяет описать многообразие св-в в-в при Н. т. Тер­модинамич. св-ва газа квазичастиц определяют наблюдаемые макроско­пич. равновесные св-ва в-ва. В свою очередь, методы статистич. физики позволяют вычислить св-ва газа ква­зичастиц из характера связи их энер­гии и импульса (дисперсии закона), устанавливаемого на базе изучения теплоёмкости, теплопроводности и др. тепловых и кинетич. св-в тв. тел при Н. т. На основе закона дисперсии магнонов удалось объяснить темпера­турную зависимость намагниченности ферро- и антиферромагнетиков. Ус­тановление закона дисперсии эл-нов в металлах позволило объяснить ряд низкотемпературных св-в металлов (см. Гальваномагнитные явления, Де Хааза — ван Альфена эффект, Цик­лотронный резонанс). Н. т. широко

468

 

 

применяются при изучении разл. ви­дов магнитного резонанса, св-в по­лупроводников, мол. кристаллов и во мн. др. случаях.

Охлаждение до сверхнизких темп-р применяется в яд. физике, напр. для создания мишеней и источников с яоляризов. ядрами при изучении ани­зотропии рассеяния элементарных ча­стиц.

Технические применения Н. т. Одна из гл. областей применения Н. т. в технике — разделение газов. Произ­водство кислорода и азота в больших кол-вах основано на сжижении воз­духа с последующим разделением его в ректификац. колоннах. Н. т. ис­пользуют для получения высокого вакуума методом адсорбции на ак­тивированном угле или цеолите (ад­сорбционный насос) или непосред­ственно конденсации на металлич. стенках сосуда с хладагентом (крионасос). Охлаждение до темп-р жидкого воздуха или азота находит применение в медицине (лечение мозговых опухо­лей, кожных, урологич. и др. заболе­ваний, консервация живых тканей). Широко применяются Н. т. в элект­ронике и радиотехнике для подавле­ния аппаратурных шумов. Др. на­правление технич. применения Н. т. связано с использованием сверхпро­водимости. Здесь наиболее важную роль играет создание сильных магн. полей (~10² кЭ), необходимых для ускорителей заряженных частиц, тре­ковых приборов (пузырьковая камера и др.), магнитогидродинамических ге­нераторов и многообразных лабора­торных исследований (см. Магнит сверхпроводящий, Сверхпроводящий магнитометр).

• Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959; Р о у з-И н с А., Техника низкотемпературного эксперимента, пер. с англ., М., 1966; Мен­дельсон К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; Л и н т о н Э., Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Справочник по физико-техническим основам криогеники, под ред. М. П. Малкова, 2 изд., М., 1973; Л о у н а с м а а О. В., Принципы и методы получения температур ниже 1К, пер. с англ., М., 1977.

И. П. Крылов.

НИЗКОВОЛЬТНАЯ ДУГА, одна из форм дугового разряда, характеризую­щаяся очень низким (ниже эфф. по­тенциала ионизации) напряжением го­рения. Н. д. существует обычно при искусственном (напр., путём нагрева катода) повышении тока электронной эмиссии.

НИКОЛЯ ПРИЗМА (николь), одна из наиб. известных поляризационных призм. Изобретена в 1828 англ. физи­ком У. Николем (W. Nicol). Изго­товляется из исландского шпата (СаСО₃).

НИОБАТ ЛИТИЯ, синтетический монокристалл LiNbO₃. Впервые син­тезирован в 1963. Точечная группа симметрии 3m, плотность 4,63 г/см³, T_пл=1253°С, твёрдость по шкале Мооса 5. Прозрачен в области длин волн l=0,33—6,7 мкм, оптически анизо­тропен (для l=0,6 мкм n₀=2,3002,

n_е = 2,2083 см; см. Двойное лучепре­ломление). Сегнетоэлектрик с темп-рой Кюри T_с=1140°С обладает пироэлектрич., пьезоэлектрич., электрооптич. св-вами. Один из важнейших нелинейно-оптич. кристаллов: исполь­зуется в гидроакустике, в УЗ линиях задержки. Кристаллы Н. л., легиро­ванные Fe, перспективны для создания голографических систем управления лазерным лучом в качестве плёноч­ных световодов. Волноводы на основе Н. л. используются для электро­оптических и акустооптических пере­ключающих устройств и др.

Н.   В.   Переломоеа.

НИТ (от лат. niteo — блещу, свер­каю) (нт, nt), прежнее наименование ед. яркости — канделы на квадратный метр (новыми стандартами на ед. СИ применение этого наименования не предусмотрено).

НИТЕВИДНЫЕ КРИСТАЛЛЫ, микроскопич. монокристаллы, размеры к-рых в одном направлении во много раз больше, чем в остальных (типич­ная длина 1—2 мм, диаметр ~1—2 мкм). Обычно Н. к. растут в определ. кристаллографич. направлени­ях (напр., по нормали к плотноупакованной грани), имеют изометричное

(шестиугольное,   квадратное и т. д.) сечение; встречаются также тонкие ленточки и пластины (толщиной 0,1 — 10 мкм, шириной 0,1—1 мм).

Существует неск. способов получе­ния Н. к. Наиболее типичен рост Н. к. из газовой фазы, однако наблюдается также рост из р-ров и из тв. фазы. Напр., Н. к. К образуются при ис­парении К в вакууме; Si — при га­зофазной реакции SiCl₄+2H₂:«Si+4НСl; NaCl — из пересыщенного водного р-ра; Sn — из тв. фазы. Ско­рости роста Н. к. в длину во много раз больше, чем в случае обычных кристаллов (как правило, из газовой фазы ~0,01 мм/с, но могут достигать 1—2 см/с).

Рост Н. к. из газа или пара про­исходит по т. н. механизму пар — жидкость — кристалл. На вершине растущего кристалла находится капля р-ра кристаллизуемого в-ва в к.-л. др. в-ве (напр., при выращивании Н. к. Si капля р-ра Si в Au). Атомы Si из пара диффундируют сквозь каплю и осаждаются на границе жид­кость — кристалл, а капля отодви­гается, оставаясь всё время на вер­шине Н. к. Такой механизм объяс­няет мн. особенности роста Н. к. (в т. ч. роль примесей, к-рые инициируют их рост) и позволяет создать методы их управляемого выращивания для пром. производства. При росте Н. к. из р-ров и из тв. фазы сущест­венную роль играют винтовые дис­локации: вершина или основание ра­стущего Н. к. имеет нарастающую ступеньку, воспроизводящую себя по мере поступления в-ва к поверхности Н. к. Хотя указанные механизмы в осн. объясняют процессы образования Н. к., отдельные особенности их роста пока полностью не выяснены.

Н. к. обладают рядом уникальных свойств: они практически не имеют дефектов и их прочность близка к теоретическому пределу, то есть может превосходить прочность обычных моно­кристаллов в 10²—10³ раз (см. табл.). Это даёт возможность изучать влияние сильных упругих деформаций на разл. физ. свойства кристаллов, напр. элект­росопротивление. Большой диапазон толщин и высокая хим. чистота Н. к. используются для исследования раз­мерных эффектов. Сконструирован ряд приборов (миниатюрные термометры, тензодатчики и датчики Холла, дозиметрич. приборы), в к-рых Н. к. играют роль датчиков. В электронике Н. к. используются как высокоэффективные автоэмиссионные катоды (см. Автоэлектронная эмиссия). Н. к. используются и для создания высоко­прочных  к о м п о з и ц и о н н ы х  м а т е р и а л о в.

• Бережкова Г. В., Нитевидные кри­сталлы, М., 1969; Гиваргизов Е. И., Рост нитевидных и пластинчатых кристал­лов из пара, М., 1977.

Ю.  А. Гайдуков,  Е.  И.  Гиваргизов.

НОРМАЛЬНОЕ УСКОРЕНИЕ (цент­ростремительное ускорение), состав­ляющая ускорения точки при криволи­нейном движении, направленная по гл. нормали к траектории в сторону центра кривизны. При прямолинейном движении Н. у. равно нулю.

НОРМАЛЬНЫЕ ВОЛНЫ (собствен­ные волны), бегущие гармонические волны в линейной динамич. системе с пост. параметрами, в к-рой можно пренебречь поглощением и рассея­нием энергии. Н. в. явл. обобщением понятия нормальных колебаний на открытые области пр-ва и незамкну­тые волноводные системы, в т. ч. на однородные и неоднородные без­граничные среды, разл. типы волно­водов и волн. каналов, струны, стерж-

469

 

 

ни, замедляющие системы, цепочки связанных осцилляторов (напр., LC-цепочки).

Совокупность Н. в. данной системы обладает след. св-вами. 1) Каждая Н. в. явл. свободным (без стороннего воздействия) движением системы и может быть возбуждена независимо от других Н. в. спец. выбором нач. условий. 2) Произвольный волн. про­цесс в системе без источников можно однозначно представить в виде су­перпозиции Н. в. 3) Спектр частот Н. в. явл. сплошным, реальные процессы могут быть представлены в виде ин­тегральных сумм Н. в. 4) В случае монохроматпч. процессов средний по периоду поток энергий равен сумме потоков энергии отдельных Н. в.

Понятие Н. в. применяется и к системам конечной протяжённости, где, однако, их следует рассматривать как вынужденные движения, возбуж­даемые гармонич. источниками, распределёнными вне области наблюде­ния, а совокупность Н. в. должна быть дополнена спадающими от источников «ближними» полями.

В наиб. простом случае сред и волноводных систем, параметры к-рых не меняются вдоль нек-рого направ­ления (напр., вдоль оси z), H. в. синусоидальны не только во време­ни, но и в пространстве и обладают неизменной поперечной структурой:

a_i=A_i(r₁, w) cos(wt-k_zz), где w — циклич. частота, k_z — продольное волн. число (с ним связаны продольная длина волны l_z=2p/k₂ и фазовая ско­рость v_ф=w/k_z), a_i — распределение амплитуды одного из компонентов волн. поля, зависящее только от попе­речных к оси z координат r₁. Связь между w и k_z определяет дисперсион­ные св-ва Н. в. (см. Дисперсия волн) и, как правило, явл. неоднозначной — од­ному значению k_z соответствует набор Н. в. с разными частотами. Н. в., частоты и волн. числа к-рых принад­лежат отдельной непрерывной дис­персионной ветви многозначной функ­ции w=w(k_z), относятся к одной норм. моде системы (или просто моде). Мо­ды различаются либо амплитудными и поляризац. структурами полей, либо физ. природой процессов.

В однородных безграничных средах Н. в. принято называть однородные плоские волны, распространяющиеся в произвольных направлениях. В изо­тропных средах волн. число k₀ не зависит от направления распростра­нения, а поляризация поперечных волн может быть произвольной. В ани­зотропных и гиротропных средах k₀ зависит от направления распростра­нения (соответственно различают обык­новенные и необыкновенные Н. в.). На рис. 1 приведены дисперсионные ветви Н. в. в изотропной неизотермич. плазме. Частотные спектры попереч­ных эл.-магн. и ленгмюровских волн

ограничены снизу электронной плаз­менной частотой w_ре, спектр ионнозвуковых волн ограничен сверху ион­ной плазменной частотой w_pi; зна­чения частот и волн. чисел, ограничи­вающих дисперсионную ветвь, наз. к р и т и ч е с к и м и  для данной моды.

В экранированных волноводных си­стемах (металлич. радиоволноводы, вол­новоды акустические, упругие пла­стины, звук. каналы в водоёмах с тв. дном и т. д.) существует дискретное множество мод, поля к-рых локали­зованы в поперечных сечениях отра­жающими границами (экранами).

 

Рис. 1. Дисперсия норм. волн в изотроп­ной плазме: .1 — ветвь поперечных электро­магнитных, 2 —ленгмюровских, 3 — ионно-звуковых волн.

Рис. 2. Дисперсия норм. волн в экраниров. системах: 1 — ветвь квазистатич. мод; h — декремент экспоненциально спа­дающих мод.

 

Структура мод определяется формой поперечных двухмерных норм. коле­баний (k_z=0, д/дz=0), а критич. ча­стоты — собств. частотами этих коле­баний w_n, где n=1, 2, ... (рис. 2). При w<w_n данной моде соответствуют экспоненциально спадающие или на­растающие поля.

В открытых волн. каналах попе­речная локализация Н. в. основана на эффекте полного внутр. отражения либо на резких границах раздела сред (диэлектрич. волноводы, световоды), либо на плавных неоднородностях среды (звук. каналы в океане и атмо­сфере, ионосферные радиоканалы, ка­налы внутр. волн в океане и т. д.). Предельным случаем волн. каналов явл. поверхности раздела сред, вдоль к-рых могут распространяться по­верхностные Н. в.

Значение Н. в. определяется их структурной устойчивостью по от­ношению к малым, а также к медлен­ным и плавным изменениям парамет­ров системы, что допускает широкое (хотя и не вполне строгое) обобщение понятия Н. в. на системы со слабыми потерями и нелинейными вз-ствиями. Метод Н. в, (т. е. разложение полей по Н. в.) применяется при изучении природных волн. явлений (эл.-магн., акустич., гидродинамических и т. д.) и при конструировании волн. технич. устройств.

• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Вайнштейн Л. А., Электромагнитные волны, М., 1957; Б р е х о в с к и х Л. М., Волны в слоистых сре­дах, 2 изд., М., 1973; Завадский В. Ю., Вычисление волновых полей в открытых областях и волноводах, М., 1972.

М. А. Миллер, Г. В. Пермитин.

НОРМАЛЬНЫЕ КОЛЕБАНИЯ (нор­мальные моды), собственные (свобод­ные) гармонич. колебания линейных динамич. систем с пост. параметрами, в к-рых отсутствуют как потери, так и приток извне колебат. энергии. Каж­дое Н. к. характеризуется определ. значением частоты, с к-рой осцилли­руют все элементы системы, и фор­мой — распределением амплитуд и фаз по элементам системы. Линейно не­зависимые Н. к., отличающиеся фор­мой, но имеющие одну и ту же ча­стоту, наз. вырожденными. Частоты Н. к. наз. собствен­ными частотами системы.

В дискретных системах, состоящих из N связанных гармонич. осцилля­торов (напр., механич. маятников, колебательных контуров), число Н. к. равно N. В распределённых системах (струна, мембрана, резонатор) су­ществует бесконечное, но счётное мно­жество Н. к. Произвольное свободное движение колебат. системы может быть представлено в виде суперпо­зиции Н. к.; при этом полная энергия движения распадается на сумму пар­циальных энергий, отдельных Н. к. Т. о., линейная система ведёт себя, как набор независимых гармонич. осцилляторов, к-рые могут быть вы­браны в кач-ве обобщённых норм. ко­ординат, описывающих движение в целом. Однако в динамич. системах могут существовать и собств. движе­ния, не сводящиеся к Н. к. (равно­мерные вращения, постоянные токи и др.).

При внеш. возбуждении системы Н. к. в значит. мере определяют её резонансные св-ва. Резонанс может возникнуть лишь в том случае, когда частота гармонич. внеш. воздействия близка к одной из собств. частот системы либо к их линейной комбина­ции, если внеш. воздействие меняет параметры системы (параметрический резонанс). При этом важным оказы­вается также и пространств. распре­деление воздействия — макс. эффект достигается при соблюдении не только временного, но и «пространственного синхронизма» (см. Нелинейная оп­тика).

В линейных системах с перем. па­раметрами при выполнении определ. условий также возможно представ­ление движений в виде суперпозиции Н. к., отличающихся, однако, от гармонических. Понятие Н. к. может быть приближённо распространено на системы, содержащие неконсерватив­ные и нелинейные элементы, если их воздействие приводит к медленным изменениям амплитуд и фаз квазигармонич. Н. к. (в масштабе периода самих Н. к. или периода биений между ними).

470

 

 

• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Крауфорд Ф., Волны, пер. с англ., М., 1974 (Берклеевский курс физики, т. 3).

М. А. Миллер, Г. В. Пермитин.

НОРМАЛЬНЫЕ УСЛОВИЯ, 1) усло­вия применения средств измерений, при к-рых влияющие на их показания величины (темп-pa, питающее напря­жение и др.) имеют норм. (установ­ленные) значения или находятся в пределах норм. области значений. Н. у. указываются на шкалах средств измерений, в стандартах на них, технич. описаниях и инструкциях к использованию. Пределы допускае­мых осн. погрешностей измерений устанавливаются для Н. у. Для электроизмерит. приборов за Н. у. часто принимают следующие: темп-pa— в пределах 20±2°С, питающее на­пряжение — указанное на шкале ±2%, частота — в пределах 49—51 Гц; 2) физ. условия, определяемые давлением р=101325 Па=760 мм рт.ст. (норм. атмосфера) и темп-рой 273,15К (0°С), при к-рых молярный объём газа V₀=2,2414-10^-2 м³/моль. Норм. ускорение свободного падения при­нимают равным g_n= 9,80665 м/с².

К. П. Широков.

НОРМАЛЬНЫЙ ТОН, основной тон музыкальной настройки. За Н. т. принят звук «ля» первой октавы с частотой 440 Гц. Воспроизводится он эталонным камертоном. По Н. т. устанавливают музыкальный строй ин­струментов.

НОРМАЛЬНЫЙ ЭЛЕМЕНТ, гальванич. элемент, служащий мерой эдс пост. тока. Применяется гл. обр. при измерениях электрич. величин, ос­нованных на методе сравнения с мерой (см., напр., Потенциометр).

В кач-ве Н. э. наиболее распро­странены гальванич. элементы Вестона с жидким электролитом (насыщен­ные и ненасыщенные) и насыщен­ные без жидкого электролита (мало­габаритные). Насыщенный Н. э.с жидким электролитом (рис.) позволяет воспроизводить эдс при темп-ре 20°С в диапазоне (1,018540—1,018730) В с погрешностью до 0,0005%. Из­менение эдс за 1 год у Н. э. высшего класса точности не превышает 5 мкВ.

Устройство насы­щенного гальва­нич. элемента Вестона: 1 — амаль­гама кадмия (10% Cd, 90% Hg); 2 — кристаллы сульфата кадмия 3CdSO₄•8H₂O; 3 — электролит (на­сыщенный водный р-р сульфата кадмия, со­держащий избыток кристаллов); 4 — ртуть; 5 — паста из сульфата ртути Hg₂SO₄ (депо­ляризатор); 6 — герметичный стеклянный сосуд; 7 — платиновые выводы электродов.

 

Внутр. сопротивление не более 1000 Ом (при площади электродов 50 мм² и

более). Наибольший допускаемый ток 0,1—1 мкА.

Ненасыщенные Н. э. (с водным р-ром CdSO₄, к-рый при комнатной темп-ре ненасыщен) несколько усту­пают насыщенным Н. э. по воспро­изводимости (1,018800—1,019600) В, погрешности (до 0,002%), стабиль­ности (за 1 год до 20 мкВ для высшего класса точности); однако они менее чувствительны к механич. воздей­ствиям и изменениям темп-ры, допу­скают протекание большего тока (0,5— 10 мкА), обладают меньшим внутр. сопротивлением (300—600 Ом). На­ходят применение в переносных элект­роизмерит. приборах.

Требования к Н. э. стандартизованы ГОСТом 1954—75.

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

В. П.  Кузнецов.

НОСИТЕЛИ ЗАРЯДА (носители тока), общее название заряж. подвижных ч-ц или квазичастиц, способных обес­печивать прохождение электрич. тока через в-во. Чаще всего термин «Н. т.» применяется в физике твёрдого тела, где объединяет эл-ны проводимости и дырки (см. также Металлы, Полу­проводники).

НОТТИНГЕМА ЭФФЕКТ, выделение теплоты на катоде при автоэлектрон­ной эмиссии и поглощение теплоты

Энергия ξ эл-нов внутри и вне металла при наличии сильного электрич. поля; Dξ — область энергий эл-нов, участвующих в эмиссии.

 

при термоавтоэлектронной эмиссии, обусловленные разницей между ср. энергией эл-нов, подходящих к поверхности катода и покидающих его. При низкой темп-ре (при автоэлектронной эмиссии, рис., а) распределение эл-нов по энергиям практически не отличается от рас­пределения Ферми при абс. нуле. Поэтому сквозь потенц. барьер U в вакуум уходят эл-ны, энергия к-рых несколько ниже уровня Ферми (на величину ~Dξ). При этом происходит нагревание эмиттера за счёт энер­гии эл-нов, приходящих из электрич. цепи на освобождающиеся уровни. В случае термоавтоэлектронной эмис­сии (при высокой температуре) эл-ны уходят с уровней, лежащих выше уровня Ферми (рис., б). Заполнение этих уровней эл-нами, приходящими из цепи, приводит к охлаждению эмиттера. Открыт У. Б. Ноттингемом (W. В. Nottingham; США) в 1941.

• Nottingham W. В., «Phys. Rev.», 1941, т. 59, с. 906.

Л. А. Сена.

НУКЛЕОСИНТЕЗ (от лат. nucleus — ядро и греч. synthesis — соединение, составление), цепочка ядерных реакций, ведущая к образованию тяжёлых ат. ядер из других, более лёгких ядер. Теория Н. стремится объяснить распространённость (иногда говорят — обилие) хим. элементов и их изотопов в природе. На рис. приведена кривая относит. распространённости хим. эле­ментов. Кривая построена на основе данных о составе земной коры, метео­ритов, в-ва Луны, атмосфер Солнца и звёзд (по спектр. наблюдениям), солнечного ветра, космических лучей. Наиболее распространены элементы: Н, Не, С, О, Ne, Mg, Si, S, Ar и Fe; причём на долю водорода и гелия приходится 99,9% в-ва (по массе). Распространённость довольно резко падает до циркония (ат. номер 40), а затем снижается постепенно; ядра с чётным номером количественно пре­обладают над нечётными ядрами; ядра с числом протонов или нейтронов, равным 2, 8, 14, 20, 28, 50, 82 и 126 (магические ядра), примерно в 10 раз более распространены, чем соседние с ними элементы. Из числа немагич. ядер особенно обилен изотоп ⁵⁶Fe и соседние с ним элементы (область «железного пика»), в то же время целый ряд ядер (т. н. обойдённые ядра): ⁷⁴Se, ⁷⁸Kr, ⁹²Мо, ⁹⁶Ru и др. имеет распространённость на два по­рядка меньшую, чем соседние ядра. Эти данные явл. пробным камнем для любой теории происхождения эле­ментов, а также образования и эво­люции звёзд, поскольку, согласно совр. взглядам, синтез элементов свя­зан гл. обр. со звёздной стадией эво­люции Вселенной. В недрах звёзд протекают термоядерные реакции, в результате к-рых водород и гелий, образовавшиеся на дозвёздной стадии развития Вселенной (в отношении ⁴Не/¹Н»0,1 по числу атомов, см. Космология), превращаются в более тяжёлые элементы. В-во звёзд первого поколения, обогащённое тяжёлыми эле­ментами, благодаря процессам исте­чения в-ва и взрывам звёзд рассеи­вается в межзвёздной среде и участ­вует затем в формировании звёзд второго поколения, в недрах к-рых продолжается синтез элементов.

В яд. астрофизике обычно выделяют след. процессы Н.: превращение во­дорода в гелий по реакциям водород­ного цикла и углеродного цикла, они служат источником энергии для звёзд главной последовательности, в т. ч. Солнца (см. Звёзды);, a-п р о ц е с с — совокупность термоядерных реакций, в результате к-рых три ядра гелия образуют ядро углерода ¹²С, этот углерод может далее реагировать с гелием, давая кислород ¹²С+⁴Не®¹⁶O, кислород с гелием — неон ²⁰Ne и т. д. вплоть до кремния ²⁸Si; е-п р о ц е с с — образование железа и соседних с ним элементов в области «железного пика» в условиях термодинамич. равновесия при Т ~ 3•10⁹ —

471

 

 

Относителъная распространён­ность элементов (число атомов на 10⁶ атомов Si) в зависимости от атомного номера.

 

10¹⁰ К. Таким путём создаются, по-видимому, лёгкие и средние элементы, включая элементы области «железного пика», за исключением нек-рых лёгких элементов, о к-рых будет сказано ниже. Более тяжёлые элементы образуются, скорее всего, в реакциях под дейст­вием нейтронов, а не заряж. ч-ц. Реакции между заряж. ч-цами тре­буют преодоления энергетич. (кулоновского) барьера. Реакции же под действием нейтронов не имеют энер­гетич. барьера, но сами нейтроны явл. продуктом др. ядерных процес­сов, и, как выяснилось при расчётах, малую распространённость ряда эле­ментов можно объяснить нехваткой нейтронов, необходимых для их син­теза. Различают два вида реакций с нейтронами: s-п р о ц е с с — мед­ленный захват нейтронов ядрами, при к-ром часть возникших ядер, неустой­чивых относительно бета-распада, всег­да распадается прежде, чем успеет присоединиться следующий нейтрон; за счёт s-процесса могут образовывать­ся в выгоревших ядрах звёзд-гигантов элементы до ²⁰⁹Bi; r-п р о ц е с с — быстрый захват нейтронов, при к-ром образовавшееся ядро присоединяет неск. нейтронов до того, как стано­вится настолько неустойчивым, что теряет способность захватывать нейт­роны и распадается. Для эффектив­ного протекания r-процесса плотность потока нейтронов должна достигать ~10²⁴—10³⁰ нейтрон/(см²•с), что воз­можно лишь в нач. момент вспышки сверхновой звезды. Особенно интенсивно Н. идёт при вспыш­ках сверхновых звёзд, ко­гда в межзвёздное пр-во выбрасывается много в-ва, содержащего элементы из области «железного пика» и соседних областей, и во­зникают ч-цы высоких энергий, в т. ч. нейтроны, участвующие в яд. реакци­ях. В результате r-процесса образуются богатые нейтронами тяжёлые эле­менты (в т. ч. U, Th) с мас­совыми числами до 270.

Грубо говоря, r-процессом создаются изотопы, бо­гатые нейтронами, a s-npoцессом — изотопы с отно­сительно большим числом протонов. Изотопы, к-рые не могут быть образованы никакой цепочкой нейт­ронных захватов (т. е. обойдённые ядра), облада­ют самым большим числом протонов. Предполагают, что они могли возникнуть при реакциях с участием прото­нов (р-п р о ц е с с ы). Наконец, обра­зование дейтерия, лития, бериллия и бора связывают с х- п р о ц е с с о м — с реакциями скалывания, в к-рых лёгкие ч-цы (протоны и др.) первичных косм. лучей, сталкиваясь с тяжёлыми ядрами, выбивают из них лёгкие осколки (ядра D, Li, Be, В). Имеются веские основания счи­тать, что обойдённые ядра и указан­ные выше лёгкие ядра также возни­кают в процессах нейтринного Н., к-рый возможен в окрестности звёзд, испытывающих гравитац. коллапс и излучающих мощные потоки нейт­рино. Ряд минимумов на кривой распространённости элементов в об­ласти средних ядер (Ga, As и др.) связан, по-видимому, с недостаточной мощностью природных источников ней­тронов. Прямое подтверждение теории Н. должна дать нейтринная астроно­мия, т. к. по потокам нейтрино из недр Солнца и звёзд можно судить о характере и интенсивности протека­ющих там термоядерных и ядерных ре­акций.

• Бербидж Дж., Ядерная астрофизи­ка, пер. с англ., М., 1964; Соботович Э. В., Изотопная космохимия, М., 1974; Т е й л е р Р. Дж., Происхождение хими­ческих элементов, пер. с англ., М., 1975.

НУКЛИДЫ, общее назв. ат. ядер, отличающихся числом нейтронов N и протонов Z, Н. с одинаковыми Z и разными N наз. изотопами.

НУКЛОННЫЕ ИЗОБАРЫ, то же, что барионные резонансы с нулевой стран­ностью.

НУКЛОНЫ (от лат. nucleus — ядро), общее наименование для протонов и нейтронов — ч-ц, из к-рых построены все ядра атомные. См. также Изото­пическая инвариантность.

НУЛЕВАЯ ЭНЕРГИЯ, разность меж­ду энергией осн. состояния квантовомеханич. системы и энергией, соот­ветствующей минимуму потенц. энер­гии системы. Существование Н. э. явл. следствием неопределённостей соот­ношения. В классич. механике счи­талось, что ч-ца может находиться в точке, отвечающей минимуму по­тенц. энергии, обладая одновременно нулевой кинетич. энергией. В этом случае ч-ца находится в состоянии устойчивого равновесия и имеет миним. энергию, равную потенц. энергии в точке равновесия. Вследствие квантовомеханич. соотношения неопреде­лённостей для координаты (х) и им­пульса (р): DpDx ~ ћ локализация ч-цы (Dx®0) вблизи минимума по­тенциала приводит к большому зна­чению ср. кпнетич. энергии ч-цы из-за большого разброса в значениях импульса (Dp ~ ћ/Dx). С другой сто­роны, уменьшение степени локали­зации ч-цы (Dx¹0) приводит к уве­личению ср. потенц. энергии, т. к. ч-ца проводит значит. время в об­ласти пр-ва, где потенциал превышает миним. значение. Энергия осн. уровня соответствует наименьшей возможной энергии квантовомеханич. системы, совместимой с соотношением неопреде­лённостей.

Наличие Н. э.— общее св-во свя­занных систем микрочастиц. Система не может перейти в состояние с энер­гией, меньшей Н. э., без изменения

своей   структуры.

С. С. Герштейн.

НУЛЕВОЙ ЗВУК, особого рода коле­бания, к-рые могут распространяться в квант. жидкостях (ферми-жидкостях, напр. в жидком ³Не) при темп-pax, очень близких к абс. нулю. Н. з. связан с отклонением ф-ции распре­деления существующих в ферми-жид­кости элем. возбуждений (квазичастиц) от равновесного значения. Скорость Н.. з. с₀ не совпадает со скоростью обычного звука с, к-рая определяется сжимаемостью жидкости, причём с₀>с. Н. з. был предсказан Л. Д. Ландау (1957) на основе общей теории ферми-жидкости, экспериментально обнару­жен в жидком ³Не амер. физиками в 1966. В температурном интервале от 2 до 100 мК и давлении 0,32 атм ср. значение с составило 187,9 м/с, а с₀=194,4 м/с (на частотах 15,4 и 45,5 МГц). Н. з. может возникать также в металлах, эл-ны в к-рых об­разуют заряженную ферми-жидкость.

• Абель В. Р., А н д е р с о н А. К., У и т л и Дж. К., Распространение нуле­вого звука в жидком Не³ при низких тем­пературах, пер. с англ., «УФН», 1967, т. 91, в. 2. См. также лит. при ст. Квантовая жидкость,

НУЛЕВОЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ, одна из разновидностей метода срав­нения с мерой, в к-рой на нулевой прибор воздействует сигнал, пропорц. разности между измеряемой величиной и известной величиной, причём эту разность доводят до нуля. Для вое-

472

 

 

 

произведения физ. величин определ. размера, служащих для сравнения, в Н. м. и. применяют меры этих вели­чин. Примеры Н. м. и.: измерения массы при помощи гирь на рычажных весах, измерения электрич. величин (эдс, напряжения, ёмкости, сопро­тивления и др.), а также неэлектрич. величин, преобразованных в электри­ческие (темп-ры, давления, деформа­ций и т. д.) с применением потенцио­метров и измерит. мостов (см. также Компенсационный метод измерений). Уравновешивание прибора сравнения может быть автоматизировано.

• Маликов    С.   Ф.,  Тюрин    Н.  И., Введение  в  метрологию,   2  изд.,  М., 1966; Карандеев   К. Б., Специальные методы электрических   измерений,   М.—Л.,   1963.

К. П. Широков.

НУЛЕВОЙ ПРИБОР (нуль-индикатор), прибор для обнаружения неравенства сравниваемых величин при нулевом методе измерений. В качестве Н. п. могут применяться гальванометры, электрометры, электронно-лучевые трубки и др. устройства.

НУССЕЛЬТА ЧИСЛО [по имени нем. физика В. Нуссельта (W. NuSelt)], безразмерный параметр, характеризу­ющий интенсивность конвективного теплообмена между поверхностью те­ла и потоком газа (жидкости) в случае вынужденной и естественной конвек­ции. Н. ч. Nu=al/l, где a=Q/DTS — коэфф. теплообмена, Q — кол-во теп­лоты, отдаваемой (или получаемой) поверхностью тела в единицу времени, DT>0 — разница между темп-рой поверхности тела и темп-рой газа (жидкости) вне пограничного слоя, S — площадь поверхности, I — ха­рактерный размер, l — коэфф. тепло­проводности газа.

НУТАЦИЯ (от лат. nutatio — коле­бание), происходящее одновременно С прецессией движение тв. тела, при к-ром изменяется

угол между осью собств. вращения тела и осью, во­круг к-рой проис­ходит прецессия; этот угол наз. углом Н. (см. Эйлеровы углы). У гироскопа (волч­ка) , движущегося под действием си­лы тяжести Р (рис.), Н. представляет собой колебания оси гироскопа, ам­плитуда и период к-рых тем меньше, а частота тем больше, чем больше угловая скорость его собств. вращения W. При больших W амплитуда q₁-q₀ и период t Н. приближённо равны:

где q₀ и q₁ — пределы изменения угла Н. q, а — расстояние от неподвижной точки до центра тяжести, I_z — мо­мент инерции гироскопа относительно его оси симметрии, I_x — момент инер­ции относительно оси, перпендикулярной к оси симметрии и проходящей через неподвижную точку.

Под Н. гироскопич. системы (механич. системы, содержащей гиро­скоп) понимают то периодич. изме­нение углов, определяющих положе­ние системы, к-рое происходит с малыми амплитудами и большими частотами. Из-за наличия сопротив­лений (трения) нутац. колебания до­вольно быстро затухают, после чего гироскоп (или гироскопич. система) совершает чисто прецессионное дви­жение, С. М. Тарг.

НЬЮТОН (Н, N), единица СИ силы. Названа в честь англ. учёного И. Нью­тона (I. Newton). 1 Н — сила, сооб­щающая телу массой 1 кг ускорение 1 м/с² в направлении действия силы.

1 Н=10⁵ дин=0,102 кгс.

НЬЮТОНА ЗАКОН ТЯГОТЕНИЯ (всемирного тяготения закон), см. в ст. Тяготение.

НЬЮТОНА ЗАКОНЫ МЕХАНИКИ, три закона, лежащие в основе т. н. классич. механики или механики Нью­тона. Сформулированы И. Ньютоном (1687). Первый закон: «Всякое тело продолжает удерживаться в сво­ём состоянии покоя или равномерного и прямолинейного движения, пока и поскольку оно не понуждается приложенными силами изменить это состояние». Второй закон: «Из­менение количества движения про­порционально приложенной движу­щей силе и происходит по направ­лению той прямой, по которой эта сила действует». Третий закон: «Действию всегда есть равное и про­тивоположное противодействие, ина­че, взаимодействия двух тел друг на друга между собой равны и направ­лены в противоположные стороны». Н. з. м. появились как результат обоб­щения многочисл. наблюдений, опы­тов и теоретич. исследований итал. учёного Г. Галилея, голл. учёного X. Гюйгенса, И. Ньютона и др.

Согласно совр. представлениям и терминологии, в первом и втором за­конах под телом следует понимать материальную точку, а под движе­нием — движение относительно инер­циальной системы отсчёта. Матем. выражение второго закона в классич. механике имеет вид:

d(mv)dt=F  или   тw=F,

где m — масса точки, v— её ско­рость, w — ускорение, t — время, F — действующая сила (см. Дина­мика).

Н. з. м. перестают быть справедли­выми для движения объектов очень малых размеров, сравнимых с раз­мерами атомов (напр., элем. ч-цы), и при движениях со скоростями, близкими к скорости света. См. Кван­товая механика, Относительности те­ория.

• Галилей Г., Беседы и математические доказательства, касающиеся двух новых от­раслей науки, относящихся к механике и местному движению, Соч., [пер. с лат.], т. 1,

М.—Л., 1934; Ньютон И., Математичес­кие начала натуральной философии, пер. с лат., в кн.: Крылов А. Н., Собр. тру­дов, т. 7, М.—Л., 1936. См. также лит. при ст. Механика.

С. М. Тарг.

НЬЮТОНА КОЛЬЦА, интерференци­онные полосы равной толщины в форме колец, расположенных концентриче­ски вокруг точки касания двух сферич. поверхностей либо плоскости и сферы. Впервые описаны в 1675 И. Ньютоном. Интерференция света происходит в тон­ком зазоре (обычно воздушном), разде­ляющем соприкаса­ющиеся поверхнос­ти; этот зазор играет роль тонкой плёнки (см. Оптика тонких слоев).

 

Рис. 1. Кольца Ньюто­на в отражённом свете.

Н. к. наблюдаются и в проходящем, и — более отчётливо — в отражённом свете. При освещении монохроматич. светом длины волны l Н. к. представляют собой чередующие­ся тёмные и светлые полосы (рис. 1). Светлые возникают в местах, где разность фаз между прямым и дважды отражённым лучом (в проходящем свете) или между лучами, отражён­ными от обеих соприкасающихся по­верхностей (в отражённом свете), рав­на 2np (n=1, 2, 3, ...) (т. е. разность хода D_m равна чётному числу полу­волн). Тёмные кольца образуются там, где разность фаз равна (2n+1)p. Разность фаз лучей определяется тол­щиной зазора d_m с учётом изменения фазы световой волны при отражении (см. Отражение света). Так, при отражении от границы воздух — стек­ло фаза меняется на л, а при отра­жении от границы стекло — воздух фаза остаётся неизменной. Поэтому в случае двух стеклянных поверхностей (рис. 2), с учётом различий в условиях отражения от нижней и верхней поверхности зазора (потеря полуволны), m-е тёмное кольцо образуется, если D_m=2d_m+l/2=(2m+1)l/2, т. е. при толщине за­зора d_m=ml/2.

Рис. 2. Схема обра­зования колец Нью­тона: О — точка ка­сания сферич. ра­диуса R и плоской поверхности; d_m — толщина возд. за­зора в области об­разования кольца

 

Радиус r_m m-го кольца определяется из треугольника А'О'С: r_m=R²-(R-d_m)² »2Rd_m. Откуда r_m=Ö(2Rd_m), а для тёмного m-го кольца r_m=Ö(Rml). Это соот­ношение позволяет с хорошей точ­ностью определятьlпо измерениям

473

 

 

r_m. Если l известна, Н. к. можно использовать для измерения радиусов поверхностей линз и контроля пра­вильности формы сферич. и плоских поверхностей. При освещении не­монохроматическим (напр., белым) све­том Н. к. становятся цветными. Наи­более отчётливо Н. к. наблюдаются при малой толщине зазора (т. е. при использовании сферич. поверхностей больших радиусов).

• Шишловский А. А., Прикладная физическая оптика, М., 1961; Дитчберн Р., Физическая оптика, пер. с англ., М., 1965. А., П. Гагарин.

НЬЮТОН-МЕТР (Н•м, N•m), еди­ница СИ момента силы и момента пары сил. 1 Н•м —момент силы, равной

1 Н, относительно точки, располо­женной на расстоянии 1 м от линии действия силы. 1 Н•м=10⁷ дин•см=0,102 кгс•м.

НЬЮТОНОВСКАЯ ЖИДКОСТЬ (вяз­кая жидкость), жидкость, подчиняю­щаяся при своём течении закону вяз­кого трения Ньютона (1684). Для прямолинейного ламинарного течения этот закон устанавливает наличие ли­нейной зависимости (прямой пропор­циональности) между касательным на­пряжением t в плоскостях соприкос­новения слоев жидкости и производ­ной от скорости течения v по направ­лению нормали n к этим плоскостям, т. е. t=mdv/dn, где m— динамич. коэфф. вязкости. В общем случае пространств.

течения для Н. ж. имеет место ли­нейная зависимость между тензорами напряжений и скоростей деформации. Св-вами Н. ж. обладают большинство жидкостей (вода, смазочное масло и др.) и все газы. Течение Н. ж. изу­чается в гидроаэромеханике. Жидкости, для к-рых указанные выше зависи­мости не явл. линейными, наз. н е н ь ю т о н о в с к и м и. К ним отно­сится, напр., ряд суспензий и р-ров полимеров. Течение неньютоновских жидкостей изучается в реологии.

 НЬЮТОН-СЕКУНДА (Н•с, N•s), еди­ница СИ импульса силы. 1 Н•с — импульс силы, равной 1 Н и дейст­вующей в течение 1 с. 1 Н•с=10⁵ дин•с=0,102 кгс•с.