Р

РАБИ МЕТОД [по имени амер. физика И. А. Раби (I. I. Rabi)], резонансный метод исследования магн. моментов ядер, атомов и молекул и внутримол. вз-ствий в молекулярных и атомных пучках. Резонансное высокочастотное магн. поле, через к-рое пролетают ч-цы, вызывает переориентацию магн. моментов, обнаруживаемую по из­менению их траекторий в неоднород­ном магн. поле.

РАБОТА силы, мера действия силы, зависящая от численной вели­чины и направления силы и от пере­мещения точки её приложения. Если сила F численно и по направлению по­стоянна, а перемещение М₀М₁ прямо­линейно (рис. 1), то P. A = F•s•cosa, где s=M₀M₁, a — угол между на­правлениями силы и перемещения. Когда a<90°, Р. силы положительна, при 180°³a>90° — отрицательна, а при a=90°, т. е. когда сила перпен­дикулярна перемещению, А=0. Еди­ницы измерения Р.: джоуль (в СИ), 1 эрг=10^-7 Дж и килограмм-сила на метр (1 кгс•м=9,81 Дж).

В общем случае для вычисления Р. силы вводится понятие элемен­тарной работы dA=Fdscosa, где ds — элем. перемещение, a — угол между направлениями силы и каса­тельной к траектории точки её при­ложения, направленной в сторону перемещения (рис. 2). В декартовых координатах

dA=F_xdx+F_ydy+F_zdz, (1) где F_x, F_y, F_z — проекции силы на координатные оси, х, у, z — коорди­наты точки её приложения. В обоб­щённых координатах

dA=SQ_idq_i.                (2)

где q_i — обобщённые координаты, Q_i — обобщённые силы. Для сил, действу­ющих на тело, имеющее неподвижную ось вращения, dA=M_zdj, где M_z — сумма моментов сил относительно оси вращения z, j — угол поворота. Для сил давления dA=pdV, где р — давление, V — объём.

Р. силы на конечном перемещении определяется как интегральная сумма элементарных Р. и при перемещении М₀М₁ выражается криволинейным ин­тегралом:

A=∫_M0M1)(Fcosa)ds   или

 

A=∫_M0M1(F_xdx + F_ydy + F_zdz).   (3)

Для потенциальных сил dA=-dП и А= П₀-П₁, где П₀ и П₁ — значения потенциальной энергии П в нач. и конечном положениях системы; в этом случае Р. не зависит от вида траек­торий точек приложения сил. При движении механич. системы сумма работ всех действующих сил на нек-ром перемещении равна измене­нию её кинетической энергии Т, т. е. SАi=T₁-T₀. Понятие «Р. силы» ши­роко используется в механике, а также в др. областях физики и в технике.                              

С. М. Тарг.

Р. в термодинамике — обоб­щение понятия «Р. в механике» [выра­женного в дифф. форме (2)]. Обобщён­ные координаты в термодинамике -это внеш. параметры термодинамич. системы (объём, напряжённость внеш. магн. или электрич. поля и т. п.), а обобщённые силы (давление и др.) — величины, зависящие не только от координат, но и от внутр. параметров системы (темп-ры или энтропии). Р. термодинамич. системы над внеш. те­лами заключается в изменении со­стояния этих тел и определяется кол-вом энергии, передаваемой системой внеш. телам при изменении внеш. параметров системы. В квазистатиче­ских (т. е. бесконечно медленных) адиабатических процессах Р. равна изменению внутренней энергии си­стемы, в квазистатич. изотермических процессах — изменению Гельмгольца энергии. В ряде случаев Р. может быть выражена через др. потенциалы тер­модинамические. В общем случае ве­личина Р. при переходе системы из нач. состояния в конечное зависит от способа (пути), каким осуществляется этот переход. Это означает, что бес­конечно малая (элементарная) Р. си­стемы не явл. полным дифференциалом к.-л. функции состояния системы; поэтому элем. Р. обозначают обычно не dA (как полный дифференциал), а dА. Зависимость Р. от пути при­водит к тому, что для кругового процесса, когда система вновь воз­вращается в исходное состояние, Р. системы может оказаться не равной нулю, что используется во всех теп­ловых двигателях. Работа внеш. сил над системой dА=-dA, если энергия вз-ствия системы с внеш. телами не меняется в процессе совершения Р. Примерами Р. при изменении одного из внеш. параметров системы могут служить: Р. сил давления р при из­менении объёма V системы dA=pdV, Р. сил поверхностного натяжения при изменении поверхности системы dA=-sdS (s — коэфф. поверхностного натяжения, dS — элемент поверхности); Р. намагничивания системы dA=-HdJ (H — напряжённость внеш. магн. поля, J — намагниченность в-ва) и т. д. Р. системы в неравновесном (необратимом) процессе всегда мень­ше, чем в равновесном.

• Леонтович М. А., Введение в тер­модинамику, 2 изд., М.—Л., 1952; Р е й ф Ф., Статистическая физика, пер. с англ., М., 1972 (Верклеевский курс физики, т. 5).

Г.   Я.   Мякишев.

РАБОТА ВЫХОДА, энергия Ф, к-рую необходимо затратить для удаления эл-на из твёрдого или жидкого в-ва в вакуум (в состояние с равной нулю кинетич, энергией). Р. в. Ф=еj, где j — потенциал Р. в., е — абс. вели­чина электрич. заряда электрона. Р. в. равна разности между мин. энер­гией эл-на в вакууме и Ферми энер­гией эл-нов внутри тела. Если элект­ростатич. потенциалы в вакууме j_вак, в толще в-ва j_об, а ξ_F — энергия Ферми, отсчитываемая от энергии неподвижного эл-на в точке вакуума, где потенциал равен j_вак, то Р. в. (в случае однородной поверхности)

Ф=e(j_об-j_вак)-ξ_F.

В приповерхностной области лю­бого тела образуется двойной элект­рич. слой. Он возникает даже на идеально чистой поверхности кри­сталла в результате того, что «центр тяжести» плотности эл-нов в поверх­ностной крист. ячейке не совпадает с плоскостью, в к-рой расположены ионы. При этом

j_вак-j_об=4pP_S. где P_S — дипольный момент двойного слоя, приходящийся на ед. площади поверхности (Р_S>0, если дипольный момент направлен наружу). Р. в.— характеристика поверхности тела: гра­ни одного и того же кристалла, об­разованные разными кристаллогра­фич. плоскостями или покрытые раз­ными в-вами, имеют разные Р_S и раз­ную Р. в. Вблизи этих поверхностей j_вак также не совпадают и между поверхностями возникают контактная разность потенциалов и электроста­тич. поле.

В металлах при низких темп-рах уровень Ферми совпадает с самым высоким заполненным энергетич. уров­нем эл-нов и Р. в. имеет смысл наи­меньшей энергии, требуемой для уда­ления эл-на в вакуум. В полупроводниках такой смысл Р. в. придавать нельзя. В металлах двойной электрич. слой сосредоточен на самой поверх­ности и толщина его — порядка меж­атомного расстояния. В ПП заряд одного знака находится на поверх­ности (эл-ны или дырки в поверхност­ных состояниях), а заряд противопо­ложного ' знака распределён в слое, толщина к-рого зависит от концент­раций примесей и темп-ры и может достигать многих тыс. межатомных расстояний.

600

 

 

РАБОТА   ВЫХОДА   (в эВ) НЕКОТОРЫХ   ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ  МЕТАЛЛОВ,            Q₁=0,   Q₂=0, . . .,   Q_s=0.        (2)

ПП И ОТДЕЛЬНЫХ ГРАНЕЙ МОНОКРИСТАЛЛА ВОЛЬФРАМА                                                                                                                    

Р. в. может быть сильно изменена адсорбцией разл. атомов или молекул на поверхности (адсорбированные ч-цы изменяют Р_S). Атомы металлов с малой энергией ионизации (напр., Cs) при адсорбции приобретают дипольный момент, направленный в сторону вакуума, и снижают Р. в. Покрытие Cs уменьшает Р. в. для нек-рых ме­таллов и ПП до 1 эВ (4—6 эВ в от­сутствие Cs, см. табл.).

В ПП с гомополярными межатом­ными связями (Ge, Si и т. п.) Р. в. практически не изменяется даже при сильном изменении ξ_F в объёме кри­сталла (при изменении темп-ры или введении примеси): изменение ξ_F вызывает такое изменение заполнения поверхностных состояний эл-нами и, следовательно, такое изменение j_об — j_вак, к-рое компенсирует изменение ξ_F. Плотность состояний на чистых поверхностях ионных ПП в области запрещённой зоны невелика и допу­скает изменение Р. в. с изменением положения уровня Ферми в объёме ПП (напр., введением примесей).

Абс. величину Р. в. измеряют по кол-ву теплоты, к-рое нужно подво­дить к телу при отборе из него термоэмиссионного тока (см. Термоэлект­ронная эмиссия), чтобы темп-ра тела оставалась неизменной; по темпера­турной зависимости и полной вели­чине термоэмиссионного тока, а в металлах и вырожденных ПП — также по красной границе фотоэлектронной эмиссии. Контактная разность по­тенциалов U_к двух тел равна разно­сти их Р. в.; измеряя U_к между ис­следуемой поверхностью и эталонной, находят и Р. в. первой.

•Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Эмиссионная электроника, М., 1966; Ривьере X., Работа выхода. Измере­ния и результаты, в сб.: Поверхностные свойства твердых тел, под ред. М. Грина, М., 1972; Фоменко В. С., Эмиссионные свойства материалов, К., 1981.

С. Г. Дмитриев, Ш. М. Коган.

РАБОТОСПОСОБНОСТЬ, термин, при­меняемый в технической термодина­мике для обозначения макс. работы, к-рую может совершить система при переходе из данного состояния в рав­новесие с окружающей средой.

РАБОЧИЕ СРЕДСТВА ИЗМЕРЕНИЙ, применяются для практич. измерений при науч. исследованиях, в произ-ве и др. областях. Этим они отличаются от образцовых средств измерений, при­меняемых только для поверки др. средств измерений.

РАВНОВЕСИЕ МЕХАНИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ, состояние механич. систе­мы, находящейся под действием сил, при к-ром все её точки покоятся по отношению к рассматриваемой системе

отсчёта. Если система отсчёта явл. инерциальной (см. Инерциальная си­стема отсчёта), равновесие наз. аб­солютным, а если неинерциальной, то относительным. Изучение условий Р. м. с.— одна из осн. задач статики. Условия Р. м. с. имеют вид равенств, связывающих действующие силы и параметры, определяющие положения системы; число этих условий равно числу степеней свободы системы. Ус­ловия относит. Р. м. с. составляются так же, как и условия абс. равновесия, но к действующим на точки силам прибавляют соответствующие перенос­ные силы инерции. Условия равно­весия свободного тв. тела состоят в равенстве нулю сумм проекций сил на три координатные оси Oxyz и сумм моментов всех приложенных к телу сил относительно этих осей, т. е.

При выполнении условий (1) тело будет по отношению к данной системе отсчёта находиться в покое, если ско­рости всех его точек относительно этой системы в момент начала дей­ствия сил были равны нулю. В про­тивном случае тело при выполнении условий (1) будет совершать т. н. движение по инерции, напр. двигаться поступательно, равномерно и прямо­линейно. Если тв. тело не явл. сво­бодным (см. Связи механические), то условия его равновесия дают те из равенств (1) (или их следствий), к-рые не содержат реакций наложенных связей; остальные равенства дают ур-ния для определения неизвестных реакций. Напр., для тела, имеющего неподвижную ось вращения Oz, ус­ловием равновесия будет Sm_z(F_k)=0; остальные равенства (1) служат для определения реакций подшипников, закрепляющих ось. Если тело за­креплено наложенными связями жёст­ко, то все равенства (1) дают ур-ния для определения реакций связей.

Согласно отвердевания принципу, равенства (1), не содержащие реакций внеш. связей, дают одновременно не­обходимые (но недостаточные) усло­вия равновесия любой механич. си­стемы и, в частности, деформируемого тела. Необходимые и достаточные ус­ловия равновесия любой механич. системы могут быть найдены с помо­щью возможных перемещений прин­ципа. Для системы, имеющей s сте­пеней свободы, эти условия состоят в равенстве нулю соответствующих обоб­щённых сил:

Из состояний равновесия, опреде­ляемых условиями (1) или (2), прак­тически реализуются лишь те, к-рые явл. устойчивыми (см. Устойчивость равновесия). Равновесия жидкостей и газов рассматриваются в гидростатике и фэростатике.

С. М. Тарг.

РАВНОВЕСИЕ СТАТИСТИЧЕСКОЕ, состояние замкнутой статистич. си­стемы, в к-ром ср. значения всех физ. величин, характеризующих со­стояние, не зависят от времени. Р. с.— одно из осн. понятий статистиче­ской физики, играющее такую же роль, как равновесие термодинамиче­ское в термодинамике. Р. с. не явл. равновесным в механич. смысле, т. к. в системе при этом постоянно возни­кают малые флуктуации физ. величин около ср. значений. Теория Р. с. даётся в статистич. физике, к-рая опи­сывает его при помощи разл. Гиббса распределений (микроканонич., канонич. или большого канонического) в зависимости от типа контакта системы с окружающей средой, запрещающего или допускающего обмен с ней энер­гией или ч-цами. В теории неравно­весных процессов важную роль иг­рает понятие неполного Р. с., при к-ром параметры, характеризу­ющие состояние системы, очень сла­бо зависят от времени. Широко при­меняется понятие локального Р. с., при к-ром темп-ра и химический потенциал в малом элементе объёма зависят от времени и пространств. координат её ч-ц. См. Кинетика фи­зическая.                          

Д. Н. Зубарев.

РАВНОВЕСИЕ ТЕРМОДИНАМИЧЕ­СКОЕ, состояние термодинамич. сис­темы, в к-рое она самопроизвольно приходит через достаточно большой промежуток времени в условиях изо­ляции от окружающей среды. При Р. т. в системе прекращаются все необратимые процессы, связанные с диссипацией энергии: теплопроводность, диффузия, хим. реакции и др. В состоянии Р. т. параметры си­стемы не меняются со временем (строго говоря, те из параметров, к-рые не фиксируют заданные условия суще­ствования системы, могут испытывать флуктуации — малые колебания око­ло своих ср. значений). Изоляция системы не исключает определённого типа контактов со средой (напр., теплового контакта с термостатом, обмена с ним в-вом). Изоляция осу­ществляется обычно при помощи не­подвижных стенок, непроницаемых для в-ва (возможны также случаи подвижных стенок и полупроница­емых перегородок). Если стенки не проводят теплоты (как, напр., в со­суде Дьюара), то изоляция наз. адиа­батической. При теплопроводящих (д и а т е р м и ч е с к и х) стенках между системой и внеш.

601

 

 

средой, пока не установилось Р. т., возможен теплообмен. При полупро­ницаемых для в-ва стенках Р. т. на­ступает, когда в результате обмена в-вом между системой и внеш. средой выравниваются химические потенциа­лы, среды и системы. Переход системы в Р. т. наз. релаксацией.

Одно из условий Р. т.— механич. равновесие, при к-ром невозможны никакие макроскопич. движения ча­стей системы, но поступат. движение и вращение системы как целого допу­стимы. В отсутствие внеш. полей и вращения системы условием её м е х а н и ч е с к о г о  р а в н о в е с и я явл. постоянство давления во всём объёме системы. Др. необходимые ус­ловия Р. т.— постоянство темп-ры и хим. потенциала в объёме системы, они определяют т е р м и ч е с к о е  и  х и м и ч е с к о е  р а в н о в е с и е системы.

Достаточные условия Р. т. (у с л о в и я  у с т о й ч и в о с т и) могут быть получены из второго начала термодинамики; к ним, напр., относят­ся: возрастание давления при умень­шении объёма (при пост. темп-ре) и положит. значение теплоёмкости при пост. давлении. В общем случае си­стема находится в Р. т. тогда, когда термодинамич. потенциал системы, со­ответствующий независимым в данных условиях переменным, минимален (см. Потенциалы термодинамические), а энтропия — максимальна.

• Леонтович М. А., Введение в тер­модинамику, 2 изд., М.—Л., 1952; К у б о Р., Термодинамика, пер. с англ., М., 1970; Мюнстер А., Химическая термодинами­ка, пер. с нем., М., 1971.

Д. Н. Зубарев.

РАВНОВЕСИЯ СОСТОЯНИЕ колеба­тельной системы, состояние динамич. системы, к-рое не изменяется во вре­мени. Р. с. могут быть устойчивыми, неустойчивыми и безразлично-устой­чивыми. Движение системы вблизи положения равновесия (при малом от него отклонении) может быть существенно разным в зависимости от ха­рактера типа) Р. с.

Для систем с одной степенью свободы, если Р. с. устойчиво, при малом возмущении (от­клонении) система возвращается к нему, совершая затухающие колеба­ния (на фазовой плоскости — см. Фа­зовое пространство — такому движе­нию соответствует устойчивый фокус; рис 1, а), или апериодически (устойчивый узел; рис. 2, а). Вблизи не­устойчивого Р. с. малые отклонения нарастают, совершая колебания

(неустойчивый фокус; рис. 1, б), или апериодически (неустойчивый узел; рис. 2, б); вблизи седлового Р. с. (рис. 3) возможно вначале приближе­ние к Р. с., а затем уход. Наконец, в случае безразлично-устойчивого Р. с. (центр; рис. 4) малые отклонения приводят к незатухающим колебаниям вблизи Р. с. Для систем с неск. сте­пенями свободы движение вблизи Р. с. может быть более сложным и сущест­венно зависеть от характера нач. от­клонения. Движение динамич. си­стемы вблизи Р. с. чаще всего описы­вается линеаризованными ур-ниями, имеющими решение в виде суммы экспонент ae^lit с комплексными (в общем случае) характеристич. пока­зателями l_i. Р. с. устойчиво, если действит. части всех характеристич. показателей отрицательны (Rel_i<0); если же имеется хотя бы один li с положительной действительной ча­стью, то Р. с. неустойчиво. Если же часть характеристич. показателей име­ет Rel_i=0, а для остальных Rel_i<0, то исследование устойчивости стано­вится более сложным. Для систем с одной степенью свободы (напр., матем. маятник) этих показателей два: l₁ и l₂. В зависимости от их величины на фазовой плоскости системы воз­можны четыре типа Р. с.: узел (Iml_1,2=0, Rel₁•Rel₂>0) — рис. 2, фокус (Iml_1,2¹0, Rel₁=Rel₂¹0) — рис. 1, седло (Iml_1,2=0, Rel₁•Rel₂<0) — рис. 3 и центр (Iml_1,2¹0, Rel₁=Rel₂=0) — рис. 4.

• Андронов А. А., Витт А. А., Хайкин С. Э., Теория колебаний, [3 изд.], М., 1981; Меркин Д. Р., Вве­дение в теорию устойчивости движения, 2 изд., М., 1976.                

М. И. Рабинович.

РАВНОВЕСНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, теп­ловое излучение, находящееся в тер­модинамич. равновесии с в-вом. Р. и.— излучение абсолютно чёрного тела. Спектр Р. и. не зависит от состава в-ва излучающей системы и опреде­ляется только темп-рой, одинаковой для всех частей системы (см. Планка закон излучения).

РАВНОВЕСНЫЙ ПРОЦЕСС (квази­статический процесс) в термодинами­ке, процесс перехода термодинамич. системы из одного равновесного со­стояния в другое, столь медленный, что все промежуточные состояния можно рассматривать как равновес­ные, т. е. характеризующиеся очень медленным (в пределе — бесконечно медленным) изменением термодинамич. параметров состояния. Р. п.— одно из осн. понятий термодинамики рав­новесных процессов. Всякий Р. п. явл. обратимым процессом и, наобо­рот, любой обратимый процесс явл. равновесным.

РАВНОДЕЙСТВУЮЩАЯ системы сил, сила, эквивалентная данной системе сил и равная их геом. сумме: R=SF_k. Система сил, приложенных в одной точке, всегда имеет Р., если R¹0. Любая другая система сил, приложен­ных к телу, если R¹0, имеет Р., когда главный момент этой системы или равен нулю, или перпендикуля­рен R. В этом случае замена системы сил их Р. допустима лишь тогда, когда тело можно рассматривать как абсолютно твёрдое, и недопустима, напр., при определении внутр. уси­лий или решении др. задач, требую­щих учёта деформации тела. Примеры систем сил, не имеющих Р.,— пара сил или две силы, не лежащие в одной плоскости.

РАВНОМЕРНОЕ ДВИЖЕНИЕ, дви­жение точки, при к-ром численная величина её скорости v постоянна. Путь, пройденный точкой при Р. д. за промежуток времени t, равен s=vt. Тв. тело может совершать п о с т у п а т е л ь н о е Р. д., при к-ром всё сказанное относится к каждой точке тела, равномерное вращение во­круг неподвижной оси, при к-ром уг­ловая скорость тела w постоянна, а угол поворота тела j=wt, и равно­мерное винтовое движение.

РАВНОПЕРЕМЕННОЕ ДВИЖЕНИЕ, движение точки, при к-ром её каса­тельное ускорение w_t (в случае пря­молинейного Р. д. всё ускорение w) постоянно. Скорость v, к-рую имеет точка через время t после начала дви­жения, и её расстояние s от нач. по­ложения, измеренное вдоль дуги тра­ектории, определяются при Р. д. равенствами: v= v₀+w_tt, s=v₀t+w_tt²/2, где v₀ — нач. скорость точки. Когда знаки v и w_t одинаковы, Р. д. явл. ускоренным, а когда раз­ные - - замедленным.

Тв. тело может совершать поступа­тельное Р. д., при к-ром всё сказан­ное относится к каждой точке тела, и равнопеременное вращение вокруг не­подвижной оси, при к-ром угловое ускорение тела e постоянно, а угловая скорость w и угол поворота тела j равны:w=w₀+et, j=w₀t+et²/2, где w₀ — нач. угловая скорость.

РАВНОРАСПРЕДЕЛЕНИЯ ЗАКОН, закон классич. статистической фи­зики, утверждающий, что для стати­стич. системы в состоянии термодина-

602

 

 

мич. равновесия на каждую трансляц. и вращат. степень свободы приходит­ся в среднем кинетич. энергия kT/2, а на каждую колебат. степень свобо­ды — в среднем энергия kT (где Т -абс. темп-ра системы, k — Больцмана постоянная). Р. з.— приближённый за­кон; он нарушается в тех случаях, ког­да становятся существенными квант. эффекты (а в случае колебат. степеней свободы — также и ангармоничность колебаний). Р. з. позволяет легко оценить предельные значения теплоёмкостей многоатомных газов и тв. тел при высоких темп-рах.

РАД (рад, rad, сокр. от англ. radiation absorbed dose — поглощённая доза из­лучения), внесистемная ед. поглощён­ной дозы излучения, соответствует энергии излучения 100 эрг, погло­щённой веществом массой 1 г.

1    рад = 100     эрг/г = 0,01    грэй=2,388•10^-6   кал/г.

РАДИАН (от лат. radius — луч, ра­диус) (рад, rad), единица плоского угла; 1 рад равен углу между двумя радиусами окружности, длина дуги между к-рыми равна радиусу. 1 рад=57°17'44,8"»3,44•10³ угл. минут»2,06•10⁵ угл. секунд»63,7^g (см. Град).

РАДИАН В СЕКУНДУ (рад/с, rad/s), единица угл. скорости; 1 рад/с — угл. скорость равномерно вращающегося тела, при к-рой за время 1 с тело совершает поворот относительно оси вращения на угол 1 рад. 1 рад/с=0,159 об/с»57,3°/c.

РАДИАЦИОННАЯ ТЕМПЕРАТУРА (Т_r), физ. параметр, определяющий суммарную (по всему спектру) энер­гетич. яркость В_э излучающего тела; Р. т. равна такой темп-ре абсолютно чёрного тела, при к-рой его суммар­ная энергетич. яркость В⁰_э=В_э.

Законы теплового излучения (см. Стефана — Больцмана закон излуче­ния и Кирхгофа закон излучения) позволяют выражение В⁰_э=В_э запи­сать в виде sТ⁴_r=e_TsT⁴, где e_T — излучательная способность (коэфф. черноты) тела, s — Стефана — Больц­мана постоянная. Если известна e_T и измерена Т_r (радиац. пирометром), то можно вычислить темп-ру тела Т— = Т_r•eT^-1/4. Для теплового излучения

всех тел,  кроме   чёрного,  e_T<1,  по­этому   Т_r<Т,   но  при  люминесценции Т_r может быть больше Т.

• Г о р д о в    А.   Н., Основы  пирометрии,

2   изд.,   М..   1971.

РАДИАЦИОННОЕ ДАВЛЕНИЕ в аку­стике,   то   же,   что   давление  звукового излучения.

РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕ­ДЕНИЕ,   совокупность    методов для:

1)   создания материалов  (конструкци­онных, полимерных, ПП и др.), устой­чивых  к воздействию  яд. излучений;

2)  придания материалам нужных св-в путём   их   дозированного  облучения. Радиационные  дефекты  способны   из­менить   объёмные    и    поверхностные св-ва  материалов. В   металлах можно   изменять уд. электросопротивление   r и пластичность (у Cu, Аl, Аu,  Pt, F, Ni и др. удвоение r наблюдается   при концентрации вакансий и междоузлий ~1% от концентрации атомов). В результате ядерных реакций (n, a), (р, a) и т. п. образуются пузырьки газа (⁴Не), что в сочетании с вакан­сиями определяет изменение пластич. св-в металлов. После длит. облучения (напр., нейтронами) металлы упрочняются, а нек-рые переходные металлы с объёмно-центрир. решёткой приобре­тают повыш. хрупкость при низких темп-рах.

Облучение полимеров сопровожда­ется разрывом молекул и образовани­ем химически активных радикалов, взаимодействующих между собой и с кислородом воздуха. В результате у мн. полимеров вместо слабо связан­ных между собой длинных полимерных молекул образуется жёсткий трёх­мерный каркас. Напр., полиэтилен, полихлорвинил, мн. резины стано­вятся жёсткими, теряют пластичность (несколько увеличивается их термо­стойкость), а фторированные полимеры при облучении в присутствии кисло­рода теряют прочность и пластичность, превращаясь в порошок. Наибольшей устойчивостью к облучению обладают материалы на основе ароматич. угле­водородов.

Наибольшую чувствительность к ра­диации имеют полупроводники. Ра­диац. дефекты создают в запрещённой зоне разрешённые состояния, что при­водит к энергетич. перераспределению носителей заряда и интенсифицирует процессы рекомбинации. В результате время жизни неравновесных носите­лей изменяется даже при незначит. дозах облучения. В меньшей степени изменяется r ПП. Изменяются также оптич. и фотоэлектрич. свойства ПП. Ядерные реакции под действием теп­ловых нейтронов на нек-рых изотопах Ge и Si приводят к образованию при­месных атомов Ga и Р, что открыло возможность р а д и а ц и о н н о г о   л е г и р о в а н и я, отличающегося высокой степенью однородности (не­достижимой в традиц. способах).

• Конобеевский С. Т., Действие облучения на материалы, М., 1967; Томпсон М., Дефекты и радиационные повреж­дения в металлах, пер. с англ., М., 1971.

Я.   А.   Ухин.

РАДИАЦИОННОЕ ТРЕНИЕ,   то   же, что  реакция   излучения.

РАДИАЦИОННЫЕ ДЕФЕКТЫ, структурные повреждения, образую­щиеся при облучении тв. тел пото­ками ч-ц и жёстким электромагн. (гамма- и рентгеновским) излучением. Переданная тв. телу энергия расхо­дуется (частично) на разрыв межатом­ных связей. Для образования простей­шего Р. д.— вакансии и междоузельного атома (п а р а  Ф р е н к е л я) необходима энергия, превышающая пороговую e_п (14—35 эВ). При об­лучении быстрыми ч-цами (нейтро­нами, протонами с энергией в десятки МэВ и др.) энергия, сообщаемая смещаемым атомам, может достигать де­сятков кэВ, т. е. в неск. сотен и в тысячи раз превышать ξ_п. Ускорен­ный смещённый атом, двигаясь в плотной среде, ионизует атомы вдоль своей траектории и образует каскад смещений. Р. д. явл. также примеси, образующиеся в результате деления атомных ядер, хим. и ядерных реак­ций, а также сами бомбардирующие ч-цы (ионное внедрение). В резуль­тате в сравнительно небольшой об­ласти, размером в сотни А, возни­кают сотни и тысячи точечных де­фектов, образующих скопления (дивакансии, тривакансии, тетравакансии и т. д.).

Нагреванием можно изменить кон­центрацию Р. д. вплоть до полного их исчезновения (отжиг). Р. д. типа скоплений или разупорядоченных об­ластей можно наблюдать с помощью электронных микроскопов, а точечные Р. д.— с помощью ионных проекто­ров. Исследования Р. д. позволяют создавать радиационно-стойкие мате­риалы и использовать облучение для целенаправленного изменения их св-в (см. Радиационное материаловедение).

• Емцев В. В., Машовец Т. В., Примеси и точечные дефекты в полупровод­никах, М., 1981; Болотов В. В., Ва­сильев А. В., Герасименко Н. Н., Физические процессы в облученных полу­проводниках, под ред. Л. С. Смирнова, Новосиб., 1977.                             

Н. А. Ухин.

РАДИАЦИОННЫЕ ПОПРАВКИ, в квантовой электродинамике поправки к значениям нек-рых физ. ве­личин и к сечениям разл. процессов (вычисленным по ф-лам релятивист­ской квант. механики), обусловленные вз-ствием заряж. ч-цы с собственным эл.-магн. полем. Р. п. рассчитывают по методу теории возмущений, пред­ставляя их в виде ряда по степеням постоянной тонкой структуры a=e²/ћnc»¹/₁₃₇ (где е — заряд эл-на), n-й член к-рого можно рассматривать как результат испускания и поглоще­ния n виртуальных фотонов или электрон-позитронных пар. При вы­числении Р. п. используется проце­дура перенормировки массы и заряда ч-цы.

Наибольший интерес представляют Р. п. к магн. моментам эл-на и мюона, к сверхтонкому расщеплению ат. уров­ней, радиац. смещение ат. уровней энергии (сдвиг уровней), Р. п. к се­чениям рассеяния эл-на эл-ном или ат. ядром. Результаты расчётов Р. п. вплоть до величин 3-го порядка по степеням а блестяще согласуются с эксперим. данными и свидетельствуют о справедливости квант. электроди­намики по крайней мере на расстоя­ниях, больших 10^{-15 см. Р. п. растут с ростом энергии, и эфф. параметром разложения (эффективным зарядом) при высоких энергиях явл. величина} a•ln(ξ/m), где ξ — энергия ч-цы в системе центра инерции, m — её масса в энергетич. единицах.

603

 

 

Р. п. могут быть в ряде случаев  подсчитаны не только для электродииамич. процессов, но и для процессов, вызванных др. вз-ствиями. Напр., в квантовой хромодинамике вычисляют­ся Р. п. к сечениям глубоко неупругих процессов или к вероятностям распада мезонов со скрытым «очарованием».

При вычислении Р. п. к электродинамич. величинам с точностью выше 3-го порядка существ. вклад вносят процессы виртуального рождения ад­ронов и эффекты слабого взаимодей­ствия.

• Фейнман Р., Теория фундаменталь­ных процессов, пер. с англ., М., 1978; Бьёркен Дж., Дрелл С. Д., Реля­тивистская квантовая теория, пер. с англ., т. 1—2, М.,. 1978.                    

Б. Л. Иоффе.

РАДИАЦИОННЫЕ ПОСТОЯННЫЕ (постоянные излучения), физ. кон­станты с₁=2phc² и c₂=hc/k, входя­щие в Планка закон излучения r_l,T =

где   r_l,T — объёмная плотность излучения с длиной волны К и абс. темп-рой Т. Первая Р. п. c₁=3,741832(20) •10^-16 Вт•м², вто­рая Р. п. с₂=0,01438786(45) м•К.

РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА ЗЕМЛИ, внутренние области земной магнито­сферы, в к-рых магн. поле Земли удерживает заряж, ч-цы (протоны, эл-ны, альфа-частицы и ядра более тяжёлых хим. элементов), обладаю­щие кинетич. энергией от десятков кэВ до сотен МэВ. Выходу заряж. ч-ц из Р. п. 3. мешает особая конфи­гурация силовых линий геомагн. поля, создающего для заряж. ч-ц магн. ловушку. Р. п. 3. были открыты в 1958: внутр. пояс группой амер. учё­ных под руководством Дж. Ван Аллена, внеш. пояс сов. учёными во главе с С. Н. Верновым и А. Е. Чудаковым. Потоки ч-ц Р. п. 3. были зарегистрированы счётчиками Гей­гера, установленными на ИСЗ.

Принципиальная возможность су­ществования магн. ловушки в магн. поле Земли была показана расчётами норв. геофизика К. Стёрмера (1913) и швед. физика X. Альфвена (1950), но лишь эксперименты на спутниках показали, что ловушка реально су­ществует и заполнена ч-цами высоких энергий. Захваченные в магн. ловуш­ку Земли ч-цы под действием Лоренца силы совершают сложное движение, к-рое можно представить как колебат. движение по спиральной траектории вдоль силовой линии магн. поля из Сев. полушария в Южное и обратно с одновременным более медленным перемещением (долготным дрейфом) вокруг Земли (рис. 1). Когда ч-ца движется по спирали в сторону уве­личения магн. поля (приближаясь к Земле), радиус спирали и её шаг уменьшаются. Вектор скорости ч-цы, оставаясь неизменным по величине, приближается к плоскости, перпендикулярной направлению поля.

Рис. 1. Движение заряж. ч-ц, захваченных в гоомагн. ловушку (а). Ч-цы движутся по спирали вдоль силовой линии магн. поля Земли (б) и одновременно дрейфуют по дол­готе.

 

Нако­нец, в нек-рой точке (наз. зеркальной) происходит «отражение» ч-цы. Она начинает двигаться в обратном на­правлении — к сопряжённой зеркаль­ной точке в др. полушарии. Одно колебание вдоль силовой линии из Сев. полушария в Южное протон с энергией ~100 МэВ совершает за время ~0,3 с. Время нахождения («жизни») такого протона в геомагн. ловушке может достигать 100 лет (~3•10⁹ с), за это время он может совершить до 10¹⁰ колебаний. Дол­готный дрейф происходит со значи­тельно меньшей скоростью. В за­висимости от энергии ч-цы совершают полный оборот вокруг Земли за время от неск. минут до суток. Положит. ионы дрейфуют в зап. направлении, электроны — в восточном. Движение ч-цы по спирали вокруг силовой линии магн. поля можно представить как состоящее из вращения около т. н. мгновенного центра вращения и поступат. перемещения этого центра вдоль силовой линии.

При движении заряж. ч-цы в магн. поле Земли её мгновенный центр вращения находится на одной и той же поверхности, получившей назв.

Рис. 2. Поверхность, описываемая ч-цей (эл-ном) радиац. пояса; осн. характеристи­кой поверхности явл. параметр L; N и S — магн. полюсы Земли.

магн. оболочки (рис. 2). Магн. обо­лочку характеризуют параметром L, его численное значение в случае дипольного поля (см. Диполь) равно расстоянию, выраженному в радиусах Земли, на к-рое отходит магн. обо­лочка в экваториальной плоскости диполя от центра диполя. Для ре­ального магн. поля Земли параметр L приближённо сохраняет такой же

простой смысл. Энергия ч-ц связана со значением параметра L; на оболоч­ках с меньшими значениями L нахо­дятся ч-цы, обладающие большими энергиями. Это объясняется тем, что ч-цы высоких энергий могут быть удержаны лишь сильным магн. полем, т. е. во внутр. областях магнитосферы.

Рис. 3. Структура радиац. поясов Земли (сечение соответствует полуденному мери­диану): I —внутр. пояс, II —пояс прото­нов малых энергий, III — внеш. пояс, IV— зона квазизахвата.

 

Обычно выделяют внутр. и внеш. Р. п. 3., пояс протонов малых энергий (пояс кольцевого тока) и зону квази­захвата ч-ц (рис. 3) или авроральной радиации (по латинскому назва­нию полярных сияний). Внутр. Р. п. 3. характеризуется наличием протонов высоких энергий (от 20 до 800 МэВ) с максимумом плотности потока про­тонов с энергией ξ_р>20 МэВ до 10⁴ протон/(см²•с•ср) на расстоя­нии L~l,5. Во внутр. поясе присут­ствуют также эл-ны с энергиями от 20—40 кэВ до 1 МэВ; плотность по­тока эл-нов с ξ_р³40 кэВ составляет в максимуме ~10⁶—10⁷ эл-н/(см²•с•ср). С внеш. стороны этот пояс огра­ничен магн. оболочкой с L=2, к-рая пересекается с поверхностью Земли на геомагн. широтах ~45°. На ниж. границе внутр. пояса (на вы­сотах 200—300 км) ч-цы, испытывая частые столкновения с атомами и молекулами атм. газов, теряют свою энергию, рассеиваются и «поглоща­ются» атмосферой.

Внеш. Р. п. 3. заключён между магн. оболочками с L=3 и L=6 с макс. плотностью потока ч-ц на L~4—4,5. Для внеш. пояса характерны эл-ны с энергиями 40—100 кэВ, по­ток к-рых в максимуме достигает 10⁶—10⁷ эл-н/(см²•с•ср). Среднее время «жизни» частиц внеш. Р. п. 3. со­ставляет 10⁵—10⁷ с. В периоды по­вышенной солнечной активности во внеш. поясе присутствуют также эл-ны больших энергий (до 1 МэВ и выше).

Пояс протонов малых энергий (~0,03 —10 МэВ) простирается от L~l,5 до L~7—8. Зона квазизахвата, или авроральной радиации, распо­ложена за внеш. поясом, она имеет сложную пространс7в. структуру, об­условленную деформацией магнитосфе­ры солнечным ветром (потоком заряж. ч-ц от Солнца). Осн. ч-цами в зоне квазизахвата явл. эл-ны и протоны с энергиями ξ<100 кэВ. Внеш. пояс и пояс протонов малых энергий ближе всего (до высоты 200—300 км) под-

604

 

 

ходит к Земле на широтах 50—60°. На широты выше 60° проецируется Зона квазизахвата, совпадающая с , областью макс. частоты появления полярных сияний.

Энергетич. спектры для всех ч-ц Р. п. 3. описываются ф-циями вида: N(ξ)~ξ^-g, где N(ξ)— число ч-ц с данной энергией ξ, или N(ξ)~e^-ξ/ξ0 c характерными значениями g»1,8 для протонов в интервале энергий ξ от 40 до 800 МэВ, ξ₀~200—500 кэВ для эл-нов внеш. и внутр. поясов и ξ₀~100 кэВ для протонов малых энергий.

Происхождение захваченных ч-ц с энергией, значительно превышающей среднюю энергию теплового движения атомов и молекул атмосферы, связы­вают с действием неск. физ. меха­низмов: распадом нейтронов, создан­ных космическими лучами в атмосфере Земли (образующиеся при этом про­тоны пополняют внутр. Р. п. 3.); «накачкой» ч-ц в пояса во время геомагн. возмущений (магн. бурь), к-рая в первую очередь обусловливает су­ществование эл-нов внутр. пояса; ус­корением и медленным переносом ч-ц солнечного происхождения из внеш. во внутр. области магнитосферы (так пополняются эл-ны внеш. пояса и пояс протонов малых энергий). Про­никновение ч-ц солнечного ветра в Р. п. 3. возможно через особые точки магнитосферы (т. н. дневные полярные каспы; рис. 4), а также через т. н. нейтральный слой в хвосте магнито­сферы (с её ночной стороны). В об­ласти дневных каспов и в нейтраль­ном слое хвоста геомагн. поле резко ослаблено и не явл. существенным препятствием для заряж. ч-ц межпла­нетной плазмы. Частично Р. п. 3. появляются также за счёт захвата

Рис. 4. Строение магнитосферы Земли в плоскости, проходящей через магн. полюсы Земли и линию Земля — Солнце. Стрелками указаны области, через к-рые ч-цы солнеч­ного ветра проникают в магнитосферу.

 

протонов и эл-нов солнечных косм. лучей, проникающих во внутр. об­ласти магнитосферы. Перечисленных источников ч-ц, по-видимому, доста­точно для создания Р. п. 3. с харак­терным распределением потоков ч-ц. В Р. п. 3. существует динамич. рав­новесие между процессами пополне­ния поясов и процессами потерь ч-ц. В основном ч-цы покидают Р. п. 3. из-за потери своей энергии на ионизацию (эта причина ограничивает, напр., пребывание протонов внутр. пояса в магн. ловушке временем ~10⁹ с), из-за рассеяния ч-ц при столкновениях с ч-цами окружающей холодной плазмы и рассеяния на магн. неоднородностях и плазменных волнах разл. происхождения (см. Плазма). Рассеяние может сократить время «жизни» эл-нов внеш. пояса до 10⁴—10⁵ с. Эти эффекты приводят к нарушению условий стационарного движения ч-ц в геомагн. поле (т. н. адиабатич. инвариантов) и к «высы­панию» ч-ц из Р. п. 3. в атмосферу вдоль силовых линий магн. поля. Высыпание ч-ц из магн. ловушки, в особенности из зоны квазизахвата (авроральной радиации), приводит к усилению ионизации ионосферы, а интенсивное высыпание — к поляр­ным сияниям.

Р.  п.  3.  представляют собой серь­ёзную   опасность   при   длит.   полётах в околоземном пр-ве. Потоки протонов малых    энергий    могут    вывести    из строя   солнечные   батареи   и   вызвать помутнение  тонких  оптич.   покрытий. Длит.   пребывание   во   внутр.   поясе может  привести к лучевому пораже­нию живых организмов внутри косм. корабля   под   воздействием   протонов высоких  энергий. Кроме   Земли,  радиац.    пояса     существуют     у    Мер­курия,    Юпитера   и   Сатурна.    Радиац.   пояса   Юпитера  и   Сатурна име­ют   значительно   большую   протяжён­ность и большие энергии ч-ц и плот­ности потоков ч-ц,  чем Р.  п.  3.

• Тверской    Б.   А.,  Динамика радиа­ционных   поясов    Земли, М.,   1968;   X е с с В.,   Радиационный    пояс   и    магнитосфера пер. с англ., М., 1972; Шабанский В. П. Явления в    околоземном    пространстве, М. 1972; Г а л ь п е р и н   Ю. И., Г о р н   Л. С. Хазанов     Б.  И., Измерение  радиации в космосе, М.,   1972;    Чемберлен    Дж. Теория   планетных   атмосфер,   пер. с англ. М.,   1981.                               

Ю.   И.   Логачёв

РАДИАЦИОННЫЙ ЗАХВАТ, ядер­ная реакция, в к-рой ядро-мишень захватывает налетающую ч-цу, а энер­гия возбуждения образующегося ядра излучается в виде g-кванта.

РАДИОАКТИВАЦИОННЫЙ АНА­ЛИЗ, то же, что активационный ана­лиз.

РАДИОАКТИВНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, a-частицы, эл-ны, позитроны, анти­нейтрино, нейтрино, g-кванты, испу­скаемые при радиоактивном распаде (см. Радиоактивность).

РАДИОАКТИВНОСТЬ (от лат. radio -излучаю, radius — луч и activus — действенный), способность нек-рых ат. ядер самопроизвольно (спонтанно) пре­вращаться в др. ядра с испусканием ч-ц. К радиоактивным превращениям относятся: альфа-распад, все виды бе­та-распада (с испусканием эл-на, пози­трона или с захватом орбитального эл-на), спонтанное деление ядер, про­тонная и двупротонная Р., двунейтронная Р. и др. виды распадов. В слу­чае b-распада большое время жизни ядер обусловлено природой слабого взаимодействия, вызывающего b-распад. За остальные виды радиоактив­ных процессов ответственно силь­ное взаимодействие; замедление та­ких процессов связано с наличием потенциальных барьеров (кулоновского и центробежного), затрудняю­щих вылет ч-ц из ядра.

С Р. связаны процессы испускания запаздывающих протонов и нейтро­нов, а также запаздывающее спонтан­ное деление ядер. В этих процессах b-распад — предварительная стадия, задерживающая испускание яд. ч-ц. Радиоактивный распад часто сопро­вождается гамма-излучением, испуска­емым в результате электромагн. пе­реходов между различными кванто­выми состояниями одного и того же ядра.

Открытие Р. датируется 1896, когда франц. физик А. Беккерель обнару­жил испускание ураном неизвестного проникающего излучения, названного им радиоактивным. Вскоре была об­наружена Р. тория, а в 1898 франц. физики М. и П. Кюри открыли два новых радиоактивных элемента — полоний и радий. Работами англ. физика Э. Резерфорда и Кюри было установлено наличие трёх видов ра­диоактивных излучений — a-, b- и g-лучей. Резерфорд и англ. физик Ф. Содди указали, что испускание a-лучей сопровождается превращением хим. элементов, напр. превращением радия в радон. В 1913 амер. учёный К. Фаянс и Содди независимо сформулировали т. н.  правило   смещения, характеризующее перемещение нук­лида в периодич. системе элементов при а- и b-распадах.

В 1934 франц. физики И. и Ф. Жолио-Кюри открыли искусственную Р., т. е. радиоактивность ядер — про­дуктов ядерных реакций, к-рая впо­следствии приобрела особенно важ­ное значение. Из общего числа (~2000) известных радиоактивных нуклидов лишь ок. 300 — природные, а ос­тальные получены в результате яд. реакций. Между искусств. и естеств. Р. нет принципиального различия. Изучение искусств. Р. привело к открытию новых видов b-распада — позитронному b⁺ -распаду (И. и Ф. Жолио-Кюри, 1934) и электронному за­хвату. В 1939 был обнаружен распад с испусканием запаздывающих нейт­ронов (Дж. Даннинг с сотрудниками, США). В 1940 К. А. Петржак и Г. Н. Флёров открыли спонтанное деление ядер.

Для процессов радиоактивного рас­пада характерен экспоненциальный закон уменьшения во времени ср. числа радиоактивных ядер. Продол­жительность жизни радиоактивных ядер характеризуют  п е р и о д о м   п о л у р а с п а д а T_1/2 (промежутком времени, за к-рый число радиоактив­ных ядер уменьшается в среднем вдвое).

605

 

 

Во мн. случаях продукты радио­активного распада сами оказываются радиоактивными, и тогда образованию стабильных нуклидов предшествует цепочка из неск. актов радиоактив­ного распада. Характерными приме­рами систем, в к-рых происходят сложные радиоактивные превращения, явл. радиоактивные ряды изотопов тяжёлых элементов. Мн. радиоактив­ные ядра могут распадаться по двум или неск. из перечисленных выше осн. типов Р. В результате конкуренции разных путей распада возникают раз­ветвления радиоактивных превраще­ний. Для природных радиоактивных изотопов характерны разветвления, обусловленные возможностью a- и b-распадов. Для трансурановых эле­ментов наиболее типичны разветвле­ния, связанные с конкуренцией a-(реже b^-)распадов и спонтанного деления. У нейтронодефицитных ядер часто наблюдается конкуренция b⁺-распада и электронного захвата. Для мн. ядер с нечётными Z (число протонов) и чётными А (массовое число) оказываются энергетически возмож­ными два противоположных варианта b-распада: b-распад и электронный захват или b^- и b⁺-распады.

Открытие Р. оказало огромное влия­ние на развитие науки и техники. За работы, связанные с исследованием и применением Р., было присуждено более 10 Нобелевских премий по физике и химии, в т. ч. А. Беккерелю, П. и М. Кюри, Э. Ферми, Э. Резер­форду, Ф. и И. Жолио-Кюри, Д. Хевеши, О. Гану, Э. Макмиллану и Г. Си-боргу, У. Либби.

• Кюри М., Радиоактивность, пер. с франц., 2 изд., М., 1960; Учение о радиоак­тивности. История и современность, М., 1973.

В. И. Гольданский, Е. М. Лейкин.

РАДИОАКТИВНЫЕ РЯДЫ (радиоак­тивные семейства), ряды генетически связанных радиоактивных нуклидов, в к-рых каждый последующий возни­кает в результате a^- или b^--распадов предыдущего. Каждый Р. р. имеет родоначальника — нуклид с наиболь­шим периодом полураспада Т_1/2 и завершается стабильным нуклидом. В каждом Р. р. массовые числа А нуклидов могут быть либо одинако­выми (b^--распад), либо различаться на число, кратное 4 (a-распад). Если для всех членов ряда А делят­ся на 4 без остатка, то мы имеем Р. р. 4n (n — целое число). Если же в остатке будет 1,2 или 3, то Р. р. называют (4n+1), (4n+2), (4n+3). Известны четыре Р. р., родоначаль­никами к-рых являются: ²³²₉₀Th (ряд 4n), ²³⁷₉₃Np (ряд4n+1), ²³⁸₉₂U(ряд4n+2), ²³⁵₉₂U(ряд 4n+3). Ряд ²³⁸₉₂U часто назы­вают рядом урана-радия, а ряд ²³⁵₉₂U— рядом актиноурана.

В каждом Р. р. устанавливается т. н. в е к о в о е  р а в н о в е с и е, при к-ром скорости образования и

распада промежуточных членов Р. р. равны. Вековое равновесие устанав­ливается за время ~10•T_1/2 наиболее долгоживущего промежуточного чле­на ряда. Оно объясняет присутствие в земной коре всех членов естеств. Р. р., в т. ч. и быстро распадающихся. Число атомов каждого промежуточного члена ряда N'=N⁰•T'_1/2/T⁰_1/2, где N⁰— число атомов родоначальника ряда, Т⁰_1/2 — его период полураспада. Чем меньше Т'_1/2 члена Р. р., тем ниже его содержание в земной коре. Напр., на 1 т урана в природе приходится ок. 0,36 г ²²⁶Ra и 1,3•10^{-9 г 218}Ро. По мере распада родоначальника общее содержание промежуточных членов естеств. Р. р. в земной коре мед­ленно уменьшается. Для ²³⁷Np T_1/2=2,14•10⁶ лет, и членов его Р. р. в природе уже нет, все они получены искусственно (см. Трансурановые эле­менты). Мн. члены естеств. Р. р. обнаружены до открытия изотопов и получили назв. и символы, к-рые частично сохранились.

• См.  лит.  при ст.   Радиоактивность.

С.    С.   Бердоносов.

РАДИОВОЛНОВОДЫ, металлич. тру­бы и диэлектрич. стержни или ка­налы, в к-рых распространяются ра­диоволны. Механизм их распростра­нения в Р. обусловлен многократным отражением эл.-магн. волн от его стенок. Пусть плоская волна падает в вакууме на идеальную отражающую металлич.плоскость х=0 (рис. 1), причём электрич. поле Е волны па­раллельно этой плоскости. Суперпо­зиция падающей и отражённой волн образует плоскую неоднородную вол­ну, бегущую вдоль оси oz: exp(iwt-ik_zz), и стоячую волну вдоль оси ох: exp(iwt)sin(k_xx). Здесь k_x и k_z — проекции волнового вектора k на оси ох и oz, w — частота волны. Узлы стоячей волны — плоскости, на к-рых Е_у=0, отстоящие друг от друга на рас­стояниях x=np/k_x (n=0, 1, 2, 3, . . .). В них можно помещать идеально проводящие тонкие металлич. листы, не искажая поля. Подобными листами можно ограничить систему с боков,

 

Рис. 1. Падение плоской однородной волны на идеально отражающую поверхность х=0; пунктир — отражённая волна, за­штрихованная область — распределение ам­плитуд поля Е_у вдоль оси ох; в узлах этого поля можно помещать идеально проводящий лист, не внося искажений.

 

перпендикулярно линиям E_y. Т. о., удаётся построить распределение эл.-магн. поля для волны, распростра­няющейся внутри трубы прямоуголь­ного сечения (прямоугольный Р.). Построение поля путём многократного отражения плоских волн от стенок, поясняющее «механизм» его распро­странения в Р., наз. к о н ц е п ц и е й  Б р и л л ю э н а.

Распространение волн в Р. воз­можно только при наклонном падении волны на стенки Р. (a¹0). При норм. падении (a=0) k_z=0, поле перестаёт зависеть от z, и волна оказывается как бы запертой между двумя пло­скостями. В результате в Р. образу­ются нормальные колебания, частоты к-рых w_n определяются числом полу­волн n, укладывающихся между ме­таллич. плоскостями: w_n=сnp/d (d — расстояние между металлич. плоско­стями). Эти частоты наз. критич. ч а с т о т а м и  Р. Нижняя критич. ча­стота w_кр=pc/d соответствует n=1.

Внутри Р. могут распространяться волны только с частотами w>w_кр,

Рис. 2. Формы поперечного сечения некото­рых радиоволноводов.

или l<l_кр~2d. Длина волны в Р. (периодичность поля вдоль оси oz):

L=lÖ(1-(l/l_кр)²): при l<l_кр  L>l,

при l®l_кр L®¥. Это означает, что при l=l_кр поле в Р. имеет не волно­вой, а колебат. хар-р. При l>l_кр волна в Р. затухает.

Для длинных волн Р. слишком громоздки. Поэтому они применя­ются только для l£10—20 см. В тех­нике СВЧ используются каналы разл. сечений (рис. 2). Обычно к Р. относят только каналы с односвязными се­чениями; каналы с двух- или много­связными сечениями рассматриваются в теории длинных линий (см. Линии передачи). Но концепция Бриллюэна пригодна в любом из этих случаев.

Волновые моды. В Р. могут воз­буждаться разл. типы волн, отличающиеся структурой эл.-магн. поля и частотой (моды). Волноводные моды находятся на основании решения Мак­свелла уравнений при соответствующих граничных условиях (для идеальных проводников равенство нулю танген­циальной составляющей электрич. по­ля). Поперечная структура полей в Р. определяется скалярной ф-цией j(x, у), удовлетворяющей ур-нию мембраны с закреплёнными (j=0)

или свободными (дj/дn=0, n — нор­маль к границе) краями в зависимости от типа поляризации эл.-магн. поля. Задача о собств. колебаниях мем­браны имеет бесконечное, но счётное множество решений, соответствующих дискретному набору действительных собств. частот. Каждое из этих собств.

606

 

 

колебаний соответствует либо нор­мальной волне, распространяющейся вдоль Р., либо экспоненциально убы­вающей или нарастающей колебат. модам. Для прямоугольного Р. спектр собств. частот

где m и n — числа стоячих полуволн, укладывающихся вдоль а и 6. Чем больше т и n, тем сложнее поле в Р.

Рис, 3. Структура поля волны  ТЕ₁₀ в пря­моугольном  волноводе;  сплошные  линии — силовые  линии   электрич.   поля,   пунктир­ные — магн. поля.

Рис. 4. Структура поля волны  ТЕ₁₁ в пря­моугольном волноводе.

Рис. 5. Структура поля волны TM₁₁ в пря­моугольном волноводе.

Рис. 6. Структура     поля     волны   TM₀₁   в круглом волноводе.

Рис. 7. Структура поля волны ТЕ₀₁   в круг­лом волноводе.

Рис. 8. Структура поля волны TM₁₁ в круг­лом волноводе.

Рис. 9. Структура поля волны ТЕ₁₁ в круг-дом волноводе.

 

Наименьшее w_кр соответствует n=1, m=0, если b<a или n=0, m=1, если a<b (мембрана со свободными краями); именно для этой моды про­иллюстрирована концепция Бриллюэна (см. выше). При этом поле E поляризовано в плоскости z=const. Эти волны наз. ТE-волнами (от англ. transverse — поперечный) или Н-волнами. Простейшие моды прямоуголь­ного Р.— волны TE₁₀ (рис. 3) и ТЕ₁₁ (рис. 4). Мембранная задача с за­креплёнными краями порождает вол­ны типа ТМ_nm (или Е_nm). Здесь n¹0 и m¹0, т. к. силовые линии магн. поля не могут упираться в идеально проводящие стенки (они всегда за­мыкаются сами на себя). Простейшая волна этого типа — ТМ₁₁ (рис. 5). С увеличением размера Р. число мод растёт. При этом поперечное сечение Р. разбивается на ячейки, каждая из к-рых как бы представляет собой элем. Р. с одной из простейших мод — типа ТЕ₁₀, ТЕ₁₁ или ТМ₁₁.

Аналогично можно построить рас­пределение полей в Р. любого попе­речного сечения. На рис. 6—9 по­казаны структуры полей для мод внутри Р. круглого сечения. Про­стейшей является мода ТЕ₁₁ (рис. 9), к-рая топологически соответствует вол­не TE₁₀ в прямоугольном волноводе.

Все волноводные моды быстрые, их фазовая скорость v>с (точнее, больше скорости однородной плоской волны в среде, заполняющей Р.) и всегда нелинейно зависит от частоты w,

причём дv/дw<0, т. е. Р.  подобен среде

с норм. дисперсией (см. Дисперсия волн). Групповая скорость волны лю­бого типа в Р. обратно пропорц. v: v_гр=c²/v; она меньше скорости света с в вакууме. Т. к. v и v_гр различны для разных мод, то для неискажённой передачи сигналов следует либо ра­ботать в диапазоне частот, допуска­ющих распространение только одной, простейшей моды, либо, наоборот, пользоваться «сверхразмерными» многомодовыми Р., когда при v®c может быть сформирован почти оторванный от стенок волновой пучок (см. Ква­зиоптика, Оптический резонатор).

Возбуждение радиоволноводов осу­ществляется с помощью антенн: ме­таллич. штыря (электрич. диполь), петли (магн. диполь), отверстия или щели (щелевая антенна). Электрич. диполь должен быть ориентирован по силовым линиям поля E нужной моды, петли должны пронизываться линиями Н, а щели прорезываться в стенках поперёк линий тока, т. е. вдоль линий Н. Эффективность воз­буждения зависит также от харак­теристик антенны, оптимальным явл. равенство её внутр. сопротивления сопротивлению излучения в данную моду.

Затухание волн в радиоволноводах обусловлено потерями энергии в ме­таллич. стенках или диэлектрич. сре­де. Частотная зависимость коэфф.

Рис. 10. Частотная зависимость коэфф. за­тухания К для моды TE₁₁ круглого волно­вода из-за потерь в проводящих стенках.

 

затухания K(w) из-за потерь в стен­ках показана на рис. 10; при очень больших w потери растут с частотой для всех мод, кроме ТЕ_оп круглого Р.

Диэлектрические радиоволноводы представляют собой стержни из ди­электрика или магнетика (обычно круглые).

В естеств. условиях диэлектрич. Р.— это среды с плавным изменени­ем диэлектрич. проницаемости e, обус­ловливающим формирование волноводного канала. Внутри диэлектрич. Р. плоские волны испытывают на границе раздела с внеш. средой пол­ное внутр. отражение, образуя сна­ружи экспоненциально убывающие при удалении от Р. поля (поверхност­ные волны). Это возможно, когда скорость распространения вдоль Р. меньше скорости распространения пло­ских волн в окружающем пр-ве. Этим диэлектрич. Р. существенно отличаются от металлических. Другая их особенность состоит в том, что из-за неоднородности среды в них могут распространяться т. н. гибридные ЕН- или НЕ-волны. Они возникают и в экранированных системах с неодно­родным заполнением. Аналоги таких Р. в оптике — волоконные системы (см. Волоконная оптика). Диэлектрич. Р., образуемые благодаря неоднород­ному распределению концентрации плазмы в ионосфере, обеспечивают сверхдальнее распространение радио­волн с малым ослаблением сигнала (см. Атмосферный волновод, Распро­странение радиоволн). При облучении нелинейного диэлектрика, магнетика или плазмы мощными радиоволнами внутри этих сред могут образовы­ваться самоподдерживающиеся Р., но они, как правило, не обладают до­статочным запасом устойчивости.

Р. служат фидерными системами в радиолокац. и др. системах для пе­редачи сигнала от передатчика в пе­редающую антенну и от приёмной антенны к приёмнику. Фидерная си­стема на СВЧ имеет вид волнового тракта, состоящего из различных волноводных узлов. Для сочленения Р. с разными поперечными сечениями применяются плавные волноводные переходы с перем. сечением. Осн. преимуществом металлич. Р. по срав­нению с линиями передачи (двух­проводной симметричной линией и коаксиальным кабелем) явл. отно-

607

 

 

сителъно малые потери энергии. При­чина состоит в том, что в экраниро­ванных Р. полностью отсутствует из­лучение энергии в пр-во; кроме того, при одинаковых внеш. размерах Р., и двухпроводной линии (или коакси­ального кабеля) поверхность Р., по к-рой протекают электрич. токи (при распространении волны), обычно боль­ше, чем поверхность проводов двух­проводной линии (или жилы коак­сиального кабеля). Т. к. глубина проникновения токов во всех случаях определяется скин-эффектом, то плот­ности токов, а следовательно и джоулевы потери в Р. меньше, чем в линии.

• Каценеленбаум Б. 3., Высоко­частотная электродинамика, М., 1966; Лебедев И. В., Техника и приборы СВЧ, 2 изд., т. 1, М., 1970; X а р в ей А. Ф., Техника сверхвысоких частот, пер. с англ., т. 1—2, М., 1965; Фельдштейн А. Л., Явич Л. Р., Смирнов В. П., Справоч­ник по элементам волноводной техники, 2 изд., М., 1967; Фелсен Л., М а р к у в и ц Н., Излучение и рассеяние волн, пер. с англ., т. 1—2, М., 1978; Виноградова М. В., Р у д е н к о О. В., С у х о р у к о в А. П., Теория волн, М., 1979.

М.   А.   Миллер.

РАДИОВОЛНЫ (от лат. radio — из­лучаю), электромагнитные волны с длиной волны К от 5•10^-5 и до 10¹⁰ м (частотой (о от 6•10¹² Гц до неск. Гц). В опытах Г. Герца (1888) впервые

Таблица 1.

 

были получены электромагн. волны с l в неск. десятков см. В 1895—99 А. С. Попов впервые применил эл.-магн. колебания с l~10²—2•10⁴ см для осуществления беспроволочной связи на расстоянии. По мере раз­вития радиотехники расширялся ча­стотный диапазон (табл. 1) радио­волн, к-рые могут генерироваться, излучаться и приниматься радиоап­паратурой. В природе существуют и естеств. источники Р., во всех ча­стотных диапазонах. Источником Р. явл. любое нагретое тело (тепловое излучение). Источниками Р. явл. звёз­ды, в т. ч. Солнце, галактики и ме­тагалактики. Р. генерируются и при нек-рых процессах, происходящих в земной атмосфере, напр. при разряде молний (а т м о с ф е р и к и), при воз­буждении колебаний в ионосферной плазме.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Таблица 2.

Р. применяются для передачи ин­формации без проводов на разл, рас­стояния. Передаются речь, музыка (радиовещание), телеграфные сигналы (радиосвязь), изображения (телеви­дение). Р. используются для обна­ружения и определения положения разл. объектов (радиолокация) и т. п. Практич. использование Р. с теми или иными частотами связано с осо­бенностями распространения радио­волн, условиями их генерации и из­лучения (см. Антенна). В табл. 2 приведено деление Р. на диапазоны, установленное междунар. регламен­том радиосвязи.

Р. используются для изучения струк­туры в-ва (см. Радиоспектроскопия) и св-в той среды, в к-рой они рас­пространяются, напр. с помощью Р. получены сведения о структуре ионосферы и процессах в ней. Исследо­вание радиоизлучения косм. объек­тов — предмет радиоастроно­мии. В радиометеорологии изучают процессы по характеристи­кам принимаемых волн.

• См. лит. при ст. Распространение радио­волн.                               

М. Б. Виноградова.

РАДИОГОЛОГРАФИЯ, метод записи, восстановления и преобразования вол­нового фронта эл.-магн. волн радио­диапазона, в частности диапазона СВЧ. Методы Р.— прямые аналоги методов оптич. голографии. Как и там, голографич. процесс сводится к получе­нию (регистрации) голограммы и вос­становлению (реконструкции) изоб­ражения. Для регистрации использу­ются непрерывные среды, чувстви­тельные к излучению радиодиапазоиа, и радиоприёмные устройства. В ка­честве непрерывных сред применя­ются плёнки холестерич. жидких кри­сталлов, тонкие плёнки жидкостей, плёнки антимонида индия, люминофоры и др. Оптич. св-ва этих в-в (цвет, показатель преломления, плот­ность почернения, интенсивность све­чения и др.) зависят от темп-ры и локально изменяются под действием тепла, выделяющегося при поглоще­нии радиоволн. Для регистрации го­лограмм используются также матрицы газоразрядных диодов, светящихся под действием поля СВЧ. Для ре­конструкции видимого изображения обычно поверхность материала фото­графируют, а затем восстанавливают изображение с помощью полученной оптич. голограммы.

При регистрации голограмм СВЧ с помощью радиоприёмных устройств предметная волна (рассеянная объек­том) принимается антенной (з о н д о м) и подаётся на нелинейный преобразователь (д е т е к т о р). Опор­ная волна может существовать в пр-ве одновременно с предметной вол­ной, образуя с ней пнтерференц. картину (естеств. способ), а может имитироваться изменением фазы (не­прерывным или дискретным) в тракте опорной волны (искусств. способ). В Р. используются одиночные ска­нирующие антенны и многоэлемент­ные антенные системы (см. Антенна).

Р. применяется для моделирования и измерения параметров антенн. Из­мерение параметров в традиц. радиотехнич. методах осуществляется вво­дом индикаторной антенны в дальнюю зону испытуемой антенны. Для совр. остронаправленных антенн дальняя зона находится на расстояниях ~ десятков км, что делает измерения затруднительными, а часто невозмож­ными. Голографпч. методы позволяют определить параметры антенны в зоне Френеля вплоть до полей вблизи антенны. На нек-ром расстоянии от антенны регистрируется радиоголо­грамма и её оптич. модель — транс­парант, помещение к-рой в когерент­ное световое поле образует распреде­ление, подобное измеряемому. По­лученное поле преобразуют системой

608

 

 

линз так, что на выходе в определён­ной плоскости образуется распреде­ление поля, соответствующее диа­грамме направленности антенны. Об­работка результатов измерения поля в раскрыве антенны может произво­диться на ЭВМ.

Р. применяется для исследования удалённых объектов. Небольшая под­вижная антенна принимает сигналы от перемещающегося объекта (р а д и о л о к а т о р), к-рые записываются в виде радиоголограммы. Радиоголо­грамма преобразуется в оптич. мо­дель, реконструкция изображения да­ёт детальную картину земной поверх­ности. Метод радиолокатора с син­тезируемой апертурой использовался на «Аполлоне-17» при облёте Луны (l=60, 20 и 2 м); он применяется при исследовании планет методом голографирования вращающейся пла­неты, перемещающейся относительно Земли (изображение Венеры в радио­волнах). Р. используется также для получения • изображения объектов, скрытых оптически непрозрачными средами, для определения располо­жения отражающих участков тропо­сферы, для обработки сигналов боль­ших антенных решёток и многоэле­ментных облучателей (косм. связь и навигация), для обработки радиосиг­налов (сжатие радиолокац. импульсов) и др.

• Бахрах Л. Д., Г а в р и л о в Г. А., Голография, М., 1979; Радиоголография и оптическая обработка информации в микро­волновой технике. [Сб, ст.], под ред. Л. Д. Бахраха и А. П. Курочкина, Л., 1980. См. также лит. при ст. Голография.

РАДИОГРАФИЯ (от лат. radio — из­лучаю и греч. grapho — пишу), метод исследования структуры разл. объ­ектов (изделий, минералов, сплавов, биол. ткани и др.), заключающийся в получении их изображения путём ре­гистрации их собственного или наве­дённого радиоактивного излучения, а также при просвечивании излучением внеш. источника. Для получения изоб­ражения применяются фотографич. материалы, чувствительные к рент­геновскому излучению, ядерные фото­графические эмульсии и трековые де­текторы ч-ц (осколков деления, a-частиц и др.). Р. позволяет изучать распределение радиоактивных ве­ществ (авторадиография) и наличие неоднородностей и примесей в ис­следуемых объектах (гамма- и нейт­ронная радиография) по плотности почернения фотоэмульсии или кол-ву треков ч-ц.

РАДИОИЗОТОПНАЯ ЭНЕРГЕТИКА (малая ядерная энергетика), полу­чение и использование энергии, вы­деляющейся при распаде радиоак­тивных нуклидов для преобразования её в др. виды энергии (напр., тепло­вую, электрическую). В качестве ра­диоактивных нуклидов в Р. э. ис­пользуются гл. обр. b-активные про­дукты деления ядер (⁹⁰Sr, ¹³⁷Cs, ¹⁴⁷Pm и др.) и a-активные изотопы тяжё­лых элементов (²¹⁰Ро, ²³⁸Pu, ²⁴²Cm,

 

²⁴⁴Сm), обладающие достаточно вы­сокой удельной активностью (выде­ляющие 0,1—100 Вт/г) и периодами полураспада, пригодными для практич. применения (от неск. месяцев до десятков лет). Мощность радио­изотопных источников энергии обычно не превышает неск. кВт. Радиоизо­топные источники энергии использу­ются в труднодоступных районах зем­ного шара и в космосе. Применяются для питания автоматич. радиометеорологич. станций, радиомаяков, в биол. экспериментах по вживлению ис­кусств. сердца и др.

Ю. С. Замятнин.

РАДИОИМПУЛЬС, см. в ст. Импульс­ный сигнал.

РАДИОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люми­несценция, возбуждаемая яд. излуче­ниями (a-частицами, эл-нами, про­тонами, нейтронами, g-излучением и т. д.) или рентг. излучением.

РАДИОМЕТР (от лат. radio — излу­чаю и греч. metreo — измеряю), 1) при­бор для измерения энергии эл.-маг­нитного излучения, основанный на его тепловом действии. Применяется для исследования инфракрасного излуче­ния, солнечной радиации и др. (напр., в актинометре и пиргелиометре).

2)  Приёмное устройство радиотелеско­па, к-рое в сочетании с антенной поз­воляет исследовать  излучение  астрономич.    объектов    в   радиодиапазоне.

3)  Прибор для измерения активности радиоактивных   источников   (см.   Ра­диометрия). 4) Прибор для измерения давления   звукового   излучения   (см. Радиометр акустический).

РАДИОМЕТР АКУСТИЧЕСКИЙ, при­бор для измерения давления звукового излучения и, следовательно, плотности звуковой энергии, интенсивности зву­ка и др. параметров звуковой волны. Представляет   собой  лёгкую   подвиж­ную систему, помещённую в звуковое поле   на   упругом   подвесе.    Радиац. давление смещает приёмный элемент, размер  к-рого больше длины  волны, из положения равновесия до тех пор, пока действие его не будет уравнове­шено силами, зависящими   от   кон­струкции Р. а.

Определение интенсивности звука с помощью Р. а.— один из самых точных и простых методов в области средних и высоких УЗ частот. Однако Р. а. инерционен и подвер­жен влиянию акустических течений, что снижает точность измерений.

• Матаушек И., Ультразвуковая тех­ника, пер. с нем., М., 1962, гл. VI, § 2, б; Колесников А. Е., Ультразвуковые измерения, М., 1970, гл. IV, § 17.

РАДИОМЕТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, возникновение силы отталкивания ме­жду двумя близко расположенными пластинами в разреженном газе, на­ходящимися при разных темп-рах (T₁>T₂). Холодная пластина со сто­роны, обращённой к горячей, бомбар­дируется молекулами газа, имеющими в среднем более высокую энергию, чем молекулы, бомбардирующие эту пластину с противоположной стороны. В результате между пластинами возникает сила отталкивания. При достаточно низких давлениях газа р, когда ср. длина свободного пробега молекул больше расстояния между пластинами, сила отталкивания, при­ходящаяся на единицу площади: F=1/2p(Ö((T₁/T₂)-1)

. При р более вы­соких F становится меньше, т. к. быстрые молекулы теряют часть энер­гии при соударениях с более медленными (при высоких р сила F обратно пропорциональна р).

На Р. э. основано действие радиометрич. манометра.

РАДИОМЕТРИЯ в ядерной физике, совокупность методов измерений ак­тивности А (числа распадов в ед. времени) радионуклидов. Родоначаль­никами Р. можно считать Э. Резер­форда и X. Гейгера, впервые в 1903 осуществивших с помощью искрового счётчика определение числа a-частиц, испускаемых в 1 с одним г Ra (у д е л ь н а я   а к т и в н о с т ь). Массовые измерения А проводят от­носит. методами: сравнением изуча­емых радиоактивных источников с образцовыми или с использованием откалиброванных установок. Для со­здания образцовых источников при­меняют абс. измерения А. В простей­ших из них используются газораз­рядные т. н. «4p-счётчики» a-, b-частиц и рентгеновского излучения. Абс. измерения осуществляют также с помощью ионизационных камер, полу­проводниковых детекторов, калориметров и др. Если удаётся определить число М атомов радионуклида в источнике, то А=lМln2/Т_1/2, где l — постоянная распада; T_1/2 — период полураспада.

Для абс. измерений активности нук­лидов, распад к-рых сопровождается каскадным излучением, применяют совпадений метод. Установки, вклю­чающие два детектора, настраивают так, чтобы раздельно регистрирова­лись излучения разного рода или разной энергии. При этом измеряют источник с нуклидом, распад к-рого сопровождается каскадным испуска­нием именно этих излучений:

A =F(N₂/N₁₂j•N₁N₂/N₁₂,      где N₁ и N₂ — скорости счёта, полу­чаемые    с    каждым    из    детекторов, N₁₂ — скорость   счёта  совпадений,   а ф-ция F(N₂/N₁₂)®1   при   N₂/N₁₂®1.

Одной из форм калибровки устано­вок является снятие зависимости ве­роятности регистрации (или величины производимого эффекта) от энергии излучения (кривые эффективности).

Методы Р. применяют при решении разных задач от исследований мето­дом радиоизотопных индикаторов до датирования в археологии и геоло­гии.

• Караваев Ф. М., Измерения активности нуклидов, М., 1972; Коробков В. И., Лукьянов В. Б., Методы приготовления препаратов и обработка ре-

609

 

 

 

зультатов измерений радиоактивности, М., 1973; Теркин А. Д., Дозиметрия ра­диоактивных газов, М., 1973; Ванг Ч., Уиллис Д., Радиоиндикаторный метод в биологии, пер. с англ., М., 1969; Техни­ка измерений радиоактивных препаратов, Сб. ст., М., 1962; Характеристики излучений радиоактивных нуклидов, применяемых в народном хозяйстве, М., 1980; Оцененные значения ядерно-физических характеристик радиоактивных нуклидов, применяемых в народном хозяйстве, М., 1982.

В. А. Баженов.

РАДИОСПЕКТРОСКОПИЯ, раздел физики, в рамках к-рого исследуются переходы между энергетич. уровнями квантовой системы, индуцированные эл.-магн. излучением радиодиапазона (см. Радиоволны).

Многообразие резонансных явле­ний, вызванных этими переходами, обусловливает популярность мето­дов Р. Возникнув в экспериментах с молекулярными и атомными пуч­ками (метод Раби), методы Р. в дальнейшем распространились на в-ва в газообразном, жидком и тв. состояниях.

Р. отличается от оптич. спектро­скопии и инфракрасной спектроскопии специфич. особенностями: а) благо­даря малым частотам w и, следова­тельно, малым энергиям квантов ћw в Р. исследуются квант. переходы между близко расположенными уров­нями энергии. Это делает возможным изучение таких вз-ствий в в-ве, к-рые вызывают очень малые расщепления энергетич. уровня, незаметные для оптич. спектроскопии. В Р. иссле­дуются вращат. и инверсионные уров­ни; зеемановское расщепление уров­ней эл-нов и ат. ядер во внеш. и внутр. магн. полях [см. Микроволно­вая спектроскопия, Электронный па­рамагнитный резонанс (ЭПР); Ядер­ный магнитный резонанс (ЯМР)]; уров­ни, образованные вз-ствием квадрупольных моментов ядер с внутр. элект­рич. полями [см. Ядерный квадрупольный резонанс (ЯКР)] и вз-ствием эл-нов проводимости с внеш. магн. полем [см. Циклотронный резонанс (ЦР)]. В магнитоупорядоченных средах на­блюдается резонансное поглощение радиоволн, связанное с коллективным движением магн. моментов эл-нов (см. Ферромагнитный резонанс, Антифер­ромагнитный резонанс). б) Естеств. ширина спектральной линии в радио­диапазоне очень мала (Dwо~w³). Наблюдаемая ширина Dw обусловлена разл. тонкими вз-ствиями в в-ве. Анализ ширины и формы линий по­зволяет количественно их оценивать, причём ширина и форма линии в Р. может быть измерена с очень боль­шой точностью. в) Измерение длины волны l, характерное для оптич. спектроскопии, в Р. заменяется из­мерением частоты w, что осуществ­ляется обычно радиотехнич. методами с большой точностью. Это позволяет измерять тонкие детали спектров, свя­занные с малыми сдвигами уровней

систем,   участвующих   в   поглощении радиоволн.

Оптическая накачка и оптическая ориентация ат. систем расширили содержание Р., позволив применить методику магн. резонанса к изу­чению основного и возбуждённых со­стояний атомов в газах при очень низких давлениях ~10^-6—10^{-3 мм рт. ст. (атомов, обладающих либо электронным, либо яд. парамагне­тизмом). Оптич. накачка обогатила Р. новыми явлениями (многофотонные процессы, параметрич. резонанс и др.), связанными с различными проявле­ниями вз-ствия радиочастотных полей с в-вом. Нелинейная Р. исследует отклик ат. системы на воздействие сильного радиочастотного поля.}

М е т о д ы  и з м е р е н и й. Ис­следуемое в-во помещают в радиоча­стотное поле, амплитуду к-рого из­меряют при резонансе и без него. Разность амплитуд определяет коэфф. поглощения энергии в образце. Обыч­но используют стоячую волну в объём­ном резонаторе (ЭПР, ЯМР, ЯКР и ЦР) или же бегущую волну в радиовол­новоде. В случае резонатора образец помещают в пучность электрич. поля при наблюдении электрич. переходов л в пучность магн. поля, если на­блюдаются магн. переходы.

П р и м е н е н и е. Методами Р. мо­жно определять структуру тв. тел, жидкостей, молекул, магн. и квадрупольные моменты ат. ядер, сим­метрию поля окружения, валентность ионов, электрич. и магн. свойства атомов, молекул радикалов и др. Методы Р. применяются для качеств. и количеств анализа в-в. В Р. впер­вые наблюдалось вынужденное из­лучение, что привело к созданию квантовых генераторов и усилителей сначала в радио-, а затем в оптич. диапазонах (см. Квантовая электро­ника, Лазер).

• См. лит. при ст. Электронный парамаг­нитный резонанс и др.          

А. М. Прохоров.

РАДИОТЕЛЕСКОП, устройство для приёма и измерения радиоизлучения косм. объектов в диапазоне от декаметровых до миллиметровых длин волн (в пределах «окна прозрачности» земной атмосферы для радиоволн). Измерения на более длинных волнах производят из космоса. Р. состоит из антенны и измерителя малых мощно­стей — радиометра (рис.). Радио­метр усиливает принятое антенной в рабочей полосе частот Df излучение и преобразует его в форму, удобную для дальнейшей обработки и регист­рации: анализа поляризации косм. радиоизлучения, частотных особен­ностей (спектр), временных хар-к (им­пульсное излучение). Фиксируемая Р. плотность потока радиоизлучения во многих случаях составляет ничтож­ную величину ~1 мЯн, т. е. 10^-29 Вт/(м²•Гц).

Важным параметром Р. явл. шу­мовая температура Т_ш, характери­зующая суммарную мощность Р излучения радиометра и излучения, собира­емого антенной от земли и наземных источников, от атмосферы, ионосферы и из косм. пространства (P=kT_шDf).

Рис. Схематич. изображение ра­диотелескопа: А— зеркало антенны; R — кабина ра­диометра;D₁ и D₂ — диаграммы направленности антенны и облуча­теля антенны; L — поворотное устройство радио­телескопа; S —ис­точник косм. ра­диоизлучения; ft— падающее на зер­кало излучение.

 

Это излучение явл. шумовым фоном, из к-рого выделяют сигнал от иссле­дуемого косм. объекта. Р. способен зарегистрировать сигнал, мощность к-рого превышает суммарную мощ­ность шумов на величину, характе­ризуемую приращением антенной

темп-ры DT_ш=T_ш/(Ö(Df•t), где t — вре­мя накопления сигнала. Чувст­вительность Р. DT_ш во многом за­висит от шумовой темп-ры радио­метра, поэтому в Р. применяются малошумящие усилители: мазерные, параметрич. и транзисторные. Миним. темп-ру шумов (~10 К) имеют мазер­ные усилители, их применение сни­жает в отдельных случаях T_ш до 15 К. Параметрич. усилители обес­печивают снижение Т_ш до 80—100 К, а в охлаждаемых устройствах до 50 К, Транзисторные усилители успешно ра­ботают в сантиметровом и децимет­ровом диапазонах, их шумовые темп-ры при охлаждении усилителя до 20 К равны 15—35 К. Качество Р., кроме чувствительности, определяется также угловым разрешением — шириной главного лепестка диаграммы направ­ленности антенны j_a=l/d, где l — рабочая длина волны P., d — размер. апертуры (раскрыва) антенны. Т. к. радиоволны на много порядков длин­нее оптических, то угловое разреше­ние даже самого крупного Р. не пре­вышает углового разрешения невоору­жённого глаза.

Для оптимизации параметров Р. (чувствительности, разрешающей спо­собности) созданы два класса Р.— с 1 полной апертурой и с не­заполненной апертурой. Р. с полной апертурой собирают энер­гию со всей геом. площади антенны. К таким антеннам относятся зеркаль­ные антенны и антенные решётки, со­стоящие из диполей.

Наиболее распространены Р. с зеркальными антеннами параболи­ческой формы (диаметром до 100 м), собирающими параллельный пу­чок падающих на антенну лучей в фокус, где располагается об-

610

 

 

лучатель антенны. Такие Р. позво­ляют осуществлять приём космиче­ского радиоизлучения вплоть до сан­тиметровых и даже миллиметро­вых волн.

В отличие от параболоида, сферич. зеркало собирает энергию в опреде­лённом объёме (из-за сферич. абер­рации), и для фокусировки излучения в одну точку применяют вторичное зеркало. Преимущество сферич. зер­кала заключается в том, что оно может быть неподвижным, следовательно, более точным. Перестановка же Р. в заданное направление осуществ­ляется перемещением вторичного зер­кала с облучателем, т. е. использо­ванием для работы разл. участков сферического зеркала.

Частным случаем зеркальной ан­тенны является перископическая си­стема с усечённым параболич. или сферич. зеркалом и плоским переот­ражающим зеркалом. По углу места антенна устанавливается при помощи плоского зеркала, а в азимутальном направлении — передвижением облу­чателя. К Р. этого типа относится РАТАН-600, крупнейший сов. Р., установленный близ станицы Зеленчукская на Кавказе. Он состоит из 900 отражателей размером 7,4X2 м, установленных по кольцу диаметром 588 м. Каждый из щитов-отражателей передвигается т. о., чтобы падающее на него излучение радиоисточника отражалось синфазно в фокальную точку Р.

Оптимальное соотношение чувстви­тельности и углового разрешения было найдено в инструментах с неполной апертурой. Простейшим инструментом данного типа явл. радиоинтерферо­метр, антенна к-рого состоит из двух небольших элементов — антенн, раз­несённых на большое расстояние друг от друга и соединённых между собой высокочастотным кабелем. Радиоин­терферометр имеет многолепестковую диаграмму направленности. Ширина лепестка определяется расстоянием В между антеннами, от него зависит и угловое разрешение инструмента j_и=l/B. В отличие от обычного Р., интерферометр измеряет не яркостную температуру той или иной части (точки) объекта, а одну из гармоник в спектре пространственных частот распределения радиояркости. Номер гармоники, измеряемой интерферометром, определяется длиной базы В. Наблюдая источник на радиоинтер­ферометре, одна из антенн к-рого занимает последовательно разл. точки на большой площади (заполняет боль­шую апертуру), можно измерить весь спектр пространственных частот, ха­рактеризующих распределение радио­яркости объекта. Затем по данному спектру восстанавливается (обратным фурье-преобразованием) распределе­ние радиояркости объекта с угловым разрешением, соответствующим угловому разрешению Р. с аперту­рой, полученной синтезом последовательных     измерений    во   всех    её точках.

Инструменты апертурного синтеза получили широкое распространение, с их помощью достигнуто высокое раз­решение. Так, антенная решётка ра­диоинтерферометра в Нью-Мексико (США) имеет форму буквы Y и состо­ит из 27 полноповоротных параболич. антенн диаметром 25 м, длина двух плеч равна 21 км и третьего 19 км. Антенны могут передвигаться по спец. рельсовому пути. Р. работает на вол­нах 1,3; 2,6 и 18—21 см, угловое разрешение достигает 0,1", т. е. пре­вышает разрешение лучших оптич. телескопов. К этому классу Р. может быть отнесён и РАТАН-600. Изоб­ражение объекта может быть синте­зировано из его последовательных наблюдений в разных азимутах.

Особое место занимает радиоинтер­ферометрия со сверхдлинными база­ми, или независимая радиоинтерфе­рометрия (РСДБ). Сигналы, приня­тые на двух далеко разнесённых ан­теннах, могут быть после преобра­зования (понижения частоты) запи­саны на лентах. Для синхронизации записей на обоих пунктах одновремен­но на лентах записываются маркёры времени. Преобразование и синхро­низация записей проводятся при по­мощи сигналов от атомных стандар­тов частоты. Далее записи считыва­ются на вычислит. центре и перемно­жаются — выделяется коррелирован­ный сигнал, соответствующий интен­сивности к.-л. гармоники распреде­ления яркости исследуемого объекта. Элементы интерферометра физически не связаны между собой и длина базы может быть сделана сколь угодно большой.

В условиях Земли угловое разреше­ние интерферометров достигает 10^-4 секунды дуги.

Исторически первым Р. может быть назван инструмент, построенный К. Янским (США, 1931) для изучения гро­зовых помех на волне 4,6 м. Его антенна состояла из синфазно соеди­нённых полуволновых диполей. При помощи этого инструмента было об­наружено излучение Млечного Пути. Первый спец. Р. был создан Г. Ребером (США) в кон. 30-х гг. Р. имел зеркальную параболич. антенну диа­метром 9,5 м и радиометры на волны трёх длин: 9, 33 и 187 см. Ребером были получены первые радиокарты неба и обнаружено радиоизлучение Солнца. Фактически радиоастрономия как на­ука сформировалась после 2-й ми­ровой войны, когда на основе радио­локаторов были созданы достаточно совершенные Р. и разработаны методы приёма слабых радиосигналов. Угло­вое разрешение первых Р. было не­достаточным и его повысили простым способом — наблюдением косм. радио­источников, восходящих над поверх­ностью моря. Прямой и отражённый от поверхности моря сигналы интер­ферируют, образуя интерференц. минимумы и максимумы. Р. как бы отражается в зеркале моря, и инст­румент оказывается состоящим из двух далеко разнесённых антенн, расстоя­ние между к-рыми и определяет уг­ловое разрешение. Не менее эффек­тивным оказался метод покрытий. В момент покрытия радиоисточника Луной возникает дифракция на краю Луны, по дифракционной картине можно судить об угловом размере источника. Ширина дифракц. лепест­ков, определяющая разрешение Р., в этом методе j=Öl/D, где D — рас­стояние до Луны. На метровых вол­нах этот метод позволяет получить разрешение порядка неск. десятков секунд. Значительно более высокое разрешение было получено методом мерцаний. Сигнал от радиоисточника, проходя через неоднородности косм. среды (движущиеся облака ионизо­ванного газа ионосферы, межпланет­ной и межзвёздной среды), искажа­ется, в результате на поверхности Земли наблюдается «бегущая» дифракц. картина, источник мерцает. Величина мерцаний зависит от от­носит. угловых размеров облаков и источника, а характерное время мер­цаний — от скорости этих облаков. Угловое разрешение на ионосферных неоднородностях составляет неск. уг­ловых минут, на межпланетных ~0,3—0,05", на межзвёздных ~10^-6 секунды дуги.

Современные Р. позволили не толь­ко обнаружить тысячи косм. радио­источников (Солнце, планеты, нейт­ронные звёзды, пульсары, мазерные источники в галактич. туманностях, галактики, квазары), но и исследо­вать их тонкую радиоструктуру. В ра­диодиапазоне были открыты спект­ральные линии многих хим. элемен­тов, неорганич. и сложных органич. молекул, что позволило приоткрыть завесу над процессами образования звёзд и планетных систем. Открытие микроволнового фонового излучения (т. н. реликтового излучения) в диа­пазоне длин волн от 10² до 10^{-2 см явилось важным подтверждением мо­дели «горячей Вселенной» (см. Кос­мология).}

•Матвеенко Л. И., Радиоастроно­мия, в кн.: Итоги науки и техники. Сер. Астрономия, т. 13, М., 1977; Есепкина Н. А., Корольков Д. В., Парийский Ю. Н., Радиотелескопы и радио­метры, М., 1973.              

Л. И. Матвеенко.

РАДИОФИЗИКА, раздел физики, охва­тывающий изучение и использова­ние эл.-магн. колебаний и волн ра­диодиапазона, а также распростра­нение развитых при этом принципов и методов в др. области физики и за её пределы. На шкале электромагнит­ных волн радиодиапазон занимает ин­тервал частот от 10⁴ до 10¹⁰ Гц (см. Радиоволны), и первоначально радиофиз. исследования придерживались этих границ. В зарубежной лит-ре

611

 

 

такому представлению о Р. ограни­ченно соответствует термин «радио­наука» (Radioscience). Co временем, однако, методы Р. проникли и в др. диапазоны частот от очень низких частот (ОНЧ) до g-излучения, а также в область исследований волновых про­цессов не эл.-магн. природы (напр., в акустику).

Р. сформировалась в 30—40-е гг. благодаря бурному развитию радио­техники, радиосвязи, радио- и теле­вещания и др. Появление радиоло­кации и радионавигации потребовало освоения новых диапазонов частот и разработки общих физ. принципов генерации, излучения, распростране­ния и приёма радиоволн, модуляции и кодирования радиосигналов и т. д. В СССР развитие Р. связано с име­нами Л. И. Мандельштама, Н. Д. Папалекси и созданной ими школы.

На первом этапе развитие Р. опи­ралось на общую теорию колебаний и волн, физ. электронику и электро­динамику. Теория колебаний создала матем. аппарат, позволяющий иссле­довать и управлять процессами в ко­лебат. системах (см. Колебаний и волн теория). Важную роль сыграли ис­следования нелинейных колебаний и особенно автоколебаний, лежащие в основе работы большинства генера­торов эл.-магн. колебаний радиодиа­пазона.

Быстродействие, простота управле­ния, высокие кпд, перекрытие всех диапазонов частот и мощностей, вы­сокая чувствительность, избиратель­ность и низкий уровень шумов и др. требования, предъявляемые к разл. радиотехнич. устройствам, могут быть удовлетворены только с привлечением разнообразных физ. явлений в газах и конденсированных средах. Поэтому радиофиз. исследованиям сопутство­вали, а иногда предшествовали: ас-следование электронной и ионной эмиссии (см. Эмиссионная электрони­ка), разработка методов управления движением заряженных ч-ц (см. Элект­ронная оптика), исследование вз-ствия эл.-магн. полей с электронными по­токами, с газоразрядной плазмой и электронно-дырочной плазмой в тв. теле (см. Плазма твёрдых тел), из­учение невзаимных хар-к ферритов и т. п. В результате развития пред­ставлений об автофазировке и авто­группировке эл-нов, о самосогласо­ванном синхронном вз-ствии частиц и эл.-магн. полей вместо вакуумных диодов, триодов и т. п. в коротко­волновых диапазонах появились такие приборы, как клистрон, магнетрон, лампа бегущей волны, лампа обратной волны и др.

Электродинамика, в основном опи­рающаяся на Максвелла уравнения в линейных средах, обеспечила пони­мание процессов излучения, распро­странения и приёма радиоволн. Это позволило создать разл. элементы радиотехнич. аппаратуры как в длин­новолновых диапазонах (системы с сосредоточенными параметрами — ко­лебат. контуры, фильтры, трансфор­маторы и т. п.), так и в коротковол­новых диапазонах, особенно на СВЧ, где практически все узлы — системы с распределёнными параметрами (ли­нии передачи, радиоволноводы, объ­ёмные резонаторы и т. п.). Создание множества типов антенн и расчёта трасс распространения радиоволн в атмосфере, земной коре, воде соста­вили содержание автономных раз­делов Р.

По мере развития Р. её методы стали проникать в др. области физики. В результате Р. как бы «разветвилась» на «физику для радио» и «радио для физики». Новые задачи, а также освоение диапазонов высоких частот привлекли в Р. идеи и методы из др. областей физики, в частности из оп­тики (линзы, зеркала, интерферо­метры, поляроиды и т. д.), что при­вело к появлению нового раздела Р.— квазиоптики (квазиоптич. линии пе­редачи, открытые резонаторы и т. п.). В свою очередь радиофиз. методы, развитые, напр., для сантиметрового диапазона длин волн, проникнув в оптику, заметно расширили её воз­можности, вызвав к жизни такие раз­делы, как волоконная оптика, голо­графия, интегральная оптика и т. п., так что и оптич. диапазон частот стал областью приложения методов Р. Иногда это поясняют термином «радиооптика».

В результате взаимных «обогаще­ний» с др. областями физики, с одной стороны, и обособления отд. разде­лов — с др. стороны, внутри Р. об­разовалось, кроме квазиоптики, и неск. др. важных «дочерних» направ­лений. В статистической радиофи­зике исследуются флуктуационные про­цессы в колебат. системах, стабиль­ность частоты генераторов, шумы уси­лителей, неравновесное излучение сре­ды в радиодиапазоне, распростране­ние волн в средах со случайными неоднородностями, разработка и при­менение методов корреляц. анализа сигналов и др. Квантовая Р. (квант. генераторы и усилители ра­дио- и оптич. диапазонов, см. Кван­товая электроника) смыкается с ко­герентной нелинейной оптикой. Ра­диоспектроскопия — совокупность тон­ких методов исследования спектров веществ в радиодиапазоне, позволя­ющих обнаружить присутствие ни­чтожных долей примесей (см. Ядерный магнитный резонанс, Электронный па­рамагнитный резонанс и др.). Радио­астрономия — приём и обработка сла­бых сигналов от косм. источников (спектральная плотность потока из­лучения до 10^-30 Вт/м² Гц), разра­ботка антенн и интерферометров с высокой направленностью и угловым разрешением до 10^-3—10^-4 угл. се­кунды (см. Радиотелескоп), исследование природы радиоизлучения косм. источниками (их распространения через косм. среду и т. п.). Содержа­ние микроэлектроники состоит в со­здании твердотельных приборов, ин­тегральных схем и т. п.

Т. о., Р. имеет сложную и сильно разветвлённую структуру и ясно вы­раженную тенденцию как дальней­шего проникновения в др. области естествознания (геофизику и гидро­физику, акустику, биофизику и др.), так и в др. области частот, мощностей и др. параметров, расширяющих традиц. сферы влияния Р. (релятивист­ская электроника больших мощно­стей, микроминиатюризация радиоап­паратуры, рентгеновская оптика).

А. В. Гапонов-Грехов, М. А. Миллер.

РАДИОЧАСТОТНЫЙ МАСС-СПЕКТ­РОМЕТР, масс-спектрометр, в к-ром разделение ионов, различающихся по величине отношения их массы М к заряду е, происходит при движении пучка ионов через неск. сеток-элект­родов, между к-рыми приложено ВЧ напряжение. Только ионы с опреде­лённым М/е увеличивают свою энер­гию при пролёте через сетки и по­падают на коллектор. Р. м.-с., уста­новленные на ракетах и искусств. спутниках, используются для ана­лиза состава атмосферы.

РАДИОЭЛЕКТРОНИКА, термин, объ­единяющий обширный комплекс об­ластей науки и техники, связанных гл. обр. с проблемами передачи, при­ёма и преобразования информации с помощью эл.-магн. колебаний и волн. Появился в 50-х гг. 20 в. и явл. в нек-рой степени условным. Р. охва­тывает радиотехнику и электронику, а также ряд новых областей, выделив­шихся в результате их развития и дифференциации,— квантовую элект­ронику, оптоэлектронику, твердотель­ную электронику, микроэлектрони­ку (см. Полупроводниковые прибо­ры), ИК технику, криоэлектронику, акустоэлектронику, хемотронику и др. Р. тесно связана, с одной стороны, с радиофизикой, физикой твёрдого тела, оптикой  и механикой, с другой — с электротехникой, автоматикой и технич. кибернетикой. Радиоэлект­ронная аппаратура часто явл. одним из звеньев системы автоматич. уп­равления (напр., систем управления полётом ракеты или косм. корабля). В самой радиоэлектронной аппара­туре применяются системы автоматич. регулирования (самонастройка часто­ты, слежение за целью и т. д.). Р. связана также с электронно-вычислит. техникой, т. к. последняя включает электронные устройства, осуществля­ющие обработку информации («очи­щение» от помех, приведение к опре­делённому виду). Область использо­вания Р. выходит за пределы точных наук и техники, проникая в медицину, экономику и др.

• Электроника: прошлое, настоящее, будущее. Сб. ст., [пер. с англ.], М., 1979 (Новое в жизни, науке и технике. Серия «Физика», № 5).

612

 

 

РАДИУС ИНЕРЦИИ, величина r, имеющая размерность длины, с по­мощью к-рой момент инерции тела относительно данной оси выражается ф-лой I=Mr², где М — масса тела. Напр., для однородного шара Р. и. относительно оси, проходящей через его центр, равен Ö0,4R»0,632R, где R — радиус шара.

РАДЛЮКС (рлк, rlx), редко применяе­мое и не вошедшее в стандарт наи­менование единицы светимости (светности) СИ — люмен на квадратный метр (лм/м²). 1 рлк=10^-4 радфот.

РАДФОТ (рф, rph), единица светимо­сти (светности), в системе единиц СГСЛ (см — г — с — люмен), равная люмену на 1 см². 1 рф=10⁴ радлюкс=10⁴ лм/м².

РАЗВЁРТКА ОПТИЧЕСКАЯ, непре­рывное во времени перемещение по поверхности светочувствит. элемента (фотографич. эмульсии, экрану элект­ронно-оптического преобразователя) оп­тич. изображения самосветящегося или

Фотограмма оптич. щелевой развёртки плаз­менного факела.

 

подсвеченного вспомогат. источником света объекта с целью исследования быстропротекающих процессов — рас­пространения ударных волн, развития газовых разрядов и др. В отличие от скоростной киносъёмки, при к-рой фиксируются хотя и с большой ча­стотой, но дискретные фазы явления, Р. о. обеспечивает его непрерывную фоторегистрацию.

В типичной схеме Р. о. проме­жуточное изображение, формируемое первым объективом, совмещается со щелью, «вырезающей» из него малый участок; при развитии процесса это изображение перемещается вдоль ще­ли, оставаясь в её плоскости. Второй объектив переводит изображение со щели на светочувствит. элемент, напр. на фотоплёнку, размещённую в виде кольца снаружи или внутри вращаю­щегося барабана (ось вращения па­раллельна щели). Разрешающая спо­собность Р. о. по времени равна промежутку времени, за к-рый изоб­ражение на плёнке проходит путь, равный собств. ширине. Линейная скорость вращения плёнки, если её закрепляют внутри барабана, дости­гает 300—400 м/с. При ширине изоб­ражения 0,1 мм разрешение по вре­мени может быть (2—3)•10^-7 с. По­высить скорость относит. движения плёнки и изображения позволяет зер­кальная Р. о, при к-рой плёнка неподвижна, а изображение переме­щается за счёт отражения от вращаю­щегося плоского зеркала (угловая скорость зеркала до 10⁵ об/мин) или зеркального многогранника (линейная скорость Р. О. с зеркальным 12-гранником до 4,5•10³ м/с, что обес­печивает временное разрешение до 2•10^-8 с).

При Р. о. с помощью электроннооптич. преобразователей изображение объекта на фотокатоде перемещается по люминесцентному экрану путём отклонения потока фотоэлектронов. Для этого используют электрич. поля, изменяющиеся во времени по линей­ному, круговому или др. закону. Послесвечение экрана позволяет фо­тографировать сразу всю картину Р. о. обычным фотоаппаратом. Ско­рость записи достигает при этом 3•10⁵ м/с, а разрешение по времени 10^-10—10^-12 с.

• Дубовик А. С., Фотографическая регистрация быстропротекающих процес­сов, 2 изд., М., 1975.

Л. Н. Капорский.

РАЗЛОЖЕНИЕ СИЛЫ, замена силы, приложенной к точке тв. тела, без изменения её механич. действия, неск. силами, приложенными к точкам того же тела. Задача Р. с. неопределённа; чтобы она стала определённой, не­обходимо задать дополнит. условия, к-рым должны удовлетворять эти силы. РАЗМАГНИЧИВАНИЕ, уменьшение остаточной намагниченности ферромагн. образца после устранения внеш. намагничивающего поля (см. Намаг­ничивание). Образец считается раз­магниченным, если векторы намаг­ниченности доменов ориентированы в нём хаотически и ср. намагниченность (или индукция) в любом сечении об­разца равна нулю (или меньше задан­ной величины).

К наиболее полному Р. приводит нагрев образца выше темп-ры Кюри (при этом в-во полностью теряет свои ферромагн. св-ва; см. Ферромаг­нетизм) с последующим охлаждением в отсутствии внеш. поля. Однако в большинстве случаев такой способ Р. недопустим, т. к. в результате нагрева могут измениться механич. и др. св-ва материала. Др. способ Р. заключается в циклич. перемагничивании размагничиваемого образца перем. магн. полем с плавно убываю­щей до нуля амплитудой (рис.). При

Кривая размагничи­вания образца, обла­дающего остаточной, намагниченностью I_r, перем. полем H, убы­вающим до нуля.

 

этом макс. амплитуда перем. размаг­ничивающего поля, как правило, долж­на быть не меньше ' величины намаг­ничивавшего поля. Опыт показывает, что эффективность Р. зависит от ча­стоты размагничивающего поля, ско­рости его убывания, толщины детали и глубины проникновения поля. Чем толще образец, тем ниже должна быть частота размагничивающего поля (для снижения поверхностного эффекта — неполного проникновения вы­сокочастотного поля в массивный об­разец). Скорость Р. должна быть тем меньше (число циклов Р. тем больше), чем выше магнитная проницаемость материала (т. е. намагниченность в слабых полях). Согласно технич. ус­ловиям образец из пластин листовой электротехнич. стали толщиной 0,35— 0,5 мм размагничивают в течение 1 мин плавным уменьшением магн. поля частотой 50 Гц от макс. напряжённо­сти поля 2000—2500 А/м до нуля. Как правило, для Р. достаточно 30— 60 циклов перемагничивания.

0 См.   при  ст.   Намагничивание.

РАЗМАГНИЧИВАЮЩИЙ ФАКТОР (размагничивания коэффициент). При намагничивании во внеш. поле об­разца или детали из ферромагн. ма­териала разомкнутой формы (напр., цилиндра) на его краях образуются магн. полюсы, создающие внутри об­разца магн. поле обратного (по от­ношению к внеш. полю) направления. Это размагничивающее поле полюсов образца Н₀ пропорц. его намагни­ченности /, т. е. H₀=NJ. Коэфф. N, связывающий напряжённость собств. поля образца и его намагниченность, наз. Р. ф. или коэфф. размагничива­ния. Если образец находится во внеш. магн. поле напряжённостью Н_В, то истинная напряжённость поля в об­разце равна Н_и=Н_В-NJ.

Р.  ф. может быть точно рассчитан только    для   эллипсоидов   вращения, к-рые имеют однородную намагничен­ность ( в частности, для шара N=1/3,

для очень тонкой пластинки N=1, для бесконечно длинного цилиндра в

поперечном поле N=1/2) . Для нек-рых

образцов простой формы Р. ф. рас­считывается по эмпирич. ф-лам, в большинстве случаев Р. ф. опреде­ляется экспериментально.

РАЗМЕР ЕДИНИЦЫ физической ве­личины, количеств. содержание соот­ветствующей величины (длины, массы и т. п.) в единице. Размеры осн. единиц к.-л. системы единиц ус­танавливаются при их выборе и вос­производятся, как правило, этало­нами. Размеры осн. единиц, в свою очередь, определяют размеры всех производных единиц данной системы. Так, размер единиц площади и объ­ёма зависит от выбора единицы длины. Для образования ряда единиц разл. размера (кратных единиц и дольных единиц) используется принцип десятичности (см. Международная система единиц).

РАЗМЕРНОСТЕЙ АНАЛИЗ, метод ус­тановления связи между физ. вели­чинами, существенными для изуча­емого явления, основанный на рас­смотрении размерностей этих величин. В основе Р. а. лежит требование, согласно к-рому ур-ние, выражающее

613

 

 

искомую связь, должно оставаться справедливым при любом изменении единиц входящих в него величин. Это требование совпадает с требова­нием равенства размерностей величин в левой и правой частях ур-ния. Ф-ла размерности к.-л. физ. .величины В имеет вид:

[В]=L^lM^mT^t,или dimB=L^lM^mT^t (1)

(dim от англ. dimension — размер, размерность). [В] — символ размер­ности определяемой (производной) физ. величины (обычно берётся в прямые скобки); L, М, Т, . . .— символы ве­личин, принятых за основные (соот­ветственно длины, массы, времени и т. д.); l, m, t, . . . — целые или дроб­ные, положительные или отрицатель­ные вещественные числа, наз. пока­зателями размерности, или размерностью производ­ной величины В. Так, ф-ла размер­ности для ускорения о записывается в виде [a]=LT^-2, для силы — LMT^-2. Понятие размерности распространя­ется и на осн. величины. Принимают, что размерность осн. величины в отношении самой себя равна единице и что от др. величин она не зависит; тогда ф-ла размерности осн. величины совпадает с её символом. Если еди­ница производной величины не изме­няется при изменении к.-л. из осн. единиц, то такая величина обладает нулевой размерностью по отношению к соответствующей основной. Так, ускорение обладает нулевой размер­ностью по отношению к массе. Ве­личины, в размерности к-рых все осн. величины входят в нулевой степени, наз. безразмерными. Выбор числа физ. величин, принимаемых за основные, и самих этих величин в принципе произволен, но практич. соображения приводят к нек-рому ограничению свободы в выборе осн. величин и их единиц.

В СГС системе единиц за осн. величины принимают длину, массу и время. В этой системе размерность физ. величины выражается произве­дением трёх символов L, М и Т в соответствующих степенях. Между­народная система единиц (СИ) со­держит семь осн. величин: кроме длины, массы и времени, силу тока (символ I), темп-ру (9), силу света (J), кол-во в-ва (N).

Если для исследуемого явления ус­тановлено, с какими величинами мо­жет быть связана искомая величина, но вид этой связи неизвестен, для её нахождения составляют ур-ние раз­мерностей, в к-ром в левой части бу­дет стоять символ искомой величины со своим показателем размерности, а в правой — произведение символов величин, от к-рых искомая величина зависит, но с неизвестными показа­телями размерности. Задача нахож­дения связи между физ. величинами

сводится в этом случае к отысканию значений соответствующих показате­лей размерности. Если, напр., тре­буется определить время т прохож­дения пути s телом массой m, движу­щимся поступательно и прямолинейно под действием пост. силы f, то можно составить ур-ние размерности, имею­щее вид:

T=L^xM^y(LMT^-2)^z,            (2)

где х, у, z неизвестны. Требование равенства показателей размерности левой и правой частей в ур-нии (2) приводит к системе ур-ний: x+z=0, y+z=0, -2z=1, откуда следует, что x=y=l/2, z=-1/2 и

t=CÖms/f.                 (3)

Безразмерный коэфф. С, равный со­гласно законам механики Ö2, в рам­ках Р. а. определить нельзя.

В этом состоит своеобразие Р. а. Устанавливаемая с его помощью за­висимость искомой величины от ве­личин, определяющих исследуемое яв­ление, находится с точностью до пост. коэфф. Для получения точных количественных соотношений нужны дополнит. данные. Поэтому Р. а. не явл. универсальным методом. Он нашёл плодотворное применение в тех областях физики (гидравлике, аэродинамике и др.), где строгое решение задачи часто наталкивается на значит. трудности, в частности из-за большого числа параметров, определяющих физ. явление. При решении сложных задач на основе Р. а. большую роль сыграла теорема (её наз. p-теоремой), согласно к-рой всякое соотношение между нек-рым числом размерных величин, ха­рактеризующих данное физ. явление, можно представить в виде соотноше­ния между меньшим числом без­размерных комбинаций, состав­ленных из этих величин. Эта теорема связывает Р. а. с теорией физ. подо­бия, в основе к-рой лежит утвержде­ние, что если все соответствующие безразмерные характеристики (подобия\критерии) для двух явлений оди­наковы, то эти явления физически подобны (см. Подобия теория),

• Бриджмен П. В., Анализ размер­ностей, пер. с англ., Л.—М., 1934; Коган Б. Ю., Размерность физической величины, М., 1968; Сена Л. А., Единицы физиче­ских величин и их размерности, 2 изд.,М., 1977; Седов Л. И., Методы подобия и размерности в механике, 9 изд., М., 1981.

РАЗМЕРНОСТЕЙ ТЕОРИЯ, см. Раз­мерностей анализ.

РАЗМЕРНОСТЬ единицы физической величины, выражение, показываю­щее, во сколько раз изменится еди­ница данной величины при изменении единиц величин, принятых в данной системе за основные. Р. представляет собой одночлен, составленный из про­изведения обобщённых символов осн. единиц в различных (целых или дроб­ных, положительных или отрицательных) степенях, к-рые наз. показа­телями Р. (подробнее см. Раз­мерностей анализ).

РАЗМЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ, явления в тв. телах, наблюдающиеся в условиях, когда размеры исследуемого образца сравнимы с одной из характерных длин — длиной свободного пробега l носителей заряда, длиной волны де Бройля l, диффузионной длиной и т. п. Различают классич. и квант. Р. э. Классич. Р. э. наблюдаются в поведении статич. электропроводности тонких металлич. и полупроводни­ковых плёнок и проволок, толщина d к-рых сравнима с длиной l свободного пробега эл-нов. При уменьшении d уд. сопротивление r монотонно воз­растает, что связано с дополнит. рас­сеянием эл-нов на границах образца. Величина r существенно зависит от характера рассеяния (зеркального или диффузного). Во внеш. сильном магн. поле Р. э. могут возникать, когда d сравнимо с размерами орбиты эл-нов проводимости в магн. поле Н, т. к. в зависимости от величины напряжён­ности поля Н орбита может уклады­ваться либо не укладываться в об­разце. В последнем случае Р. э. про­являются в виде осцилляции электро­проводности при изменении магн. по­ля. Аналогичные эффекты возможны и на высоких частотах (радиоча­стотные Р. э.).

Квант. Р. э. обнаруживаются в случае, когда толщина плёнки или диаметр проволоки сравнимы с де-бройлевской длиной волны l эл-на. Р. э. связаны с квантованием квази­импульса эл-на, вследствие чего энер­гетич. зоны электронного спектра рас­щепляются на подзоны (см. Зонная теория). Квант. Р. э. проявляются в осцилляционной зависимости уд. сопротивления r и др. характеристик (кинетич. коэфф.) от толщины образ­ца d.

Анизотропные Р. э. наблюдаются в анизотропных проводниках (как при естеств. анизотропии, так и наведён­ной магн. полем, давлением и т. д.) с неск. группами носителей заряда (эл-ны и дырки, эл-ны разных «до­лин» энергетич. спектра и т. п.). Пропускание тока через образец со­провождается пространств. разделе­нием носителей, относящихся к раз­ным группам, в направлении, пер­пендикулярном к току. Если диффу­зионная длина носителей сравнима с поперечными размерами образца, та­кое разделение носителей приводит к существенной размерной зависимости электропроводности и др. кинетич. коэффициентов.

• Л а р с е н Д. К., Размерные эффекты в электропроводности тонких металлических пленок и проволок, в кн.: Физика тонких пленок, пер. с англ., т. 6, М., 1973; Абри­косов А. А., Введение в теорию нормаль­ных металлов, М., 1972; Р а ш б а Э. И., Грибников 3. С., Кравченко В. Я., Анизотропные размерные эффекты в полупроводниках и полуметаллах, «УФН», 1976, т. 119, в. 1, с. 3—47.

Э.   М.   Эпштейн,

614

 

 

РАЗНОСТНЫЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ, см. Дифференциальный метод изме­рений.

РАЗНОСТНЫЙ ТОН, комбинацион­ный топ с частотой w₁-w₂, возни­кающий в нелинейной акустич. си­стеме при воздействии на неё двух звуковых колебаний с частотами w₁ и w₂.

РАЗНОСТЬ ПОТЕНЦИАЛОВ между двумя точками стационарного элект­рич. или гравитац. поля измеряется работой, совершаемой силами поля при перемещении единичного положит. заряда или, соответственно, единичной массы из точки с большим потенциа­лом в точку с меньшим потенциалом. Если j₁ и j₂ — потенциалы нач. и конечной точек траектории заряда (или массы), то Р. п. u=j₁-j₂; изменение потенциала Dj=j₂-j₁=-u.

Работой произвольного электрич. поля по перемещению единичного по­ложит. заряда из одной точки в дру­гую измеряется электрическое напря­жение между этими точками; в случае потенциального поля напряжение сов­падает с Р. п.

РАЗНОСТЬ ХОДА лучей, разность оптических длин путей двух световых лучей, имеющих общие нач. и конеч­ную точки. Понятие Р. х. играет осн. роль в описании интерференции све­та и дифракции света.

РАЗРЕЖЕННЫХ ГАЗОВ ДИНАМИ­КА, см. Динамика разреженных газов.

РАЗРЕШАЮЩАЯ СПОСОБНОСТЬ (разрешающая сила) оптических приборов, характеризует способ­ность этих приборов давать раздель­ное изображение двух близких друг к другу точек объекта. Наимень­шее линейное (или угловое) расстоя­ние между двумя точками, начиная с которого их изображения сливаются и перестают быть различными, наз. линейным (или угловым) преде­лом разрешения. Обратная ему величина служит количеств. ме­рой Р. с. оптич. приборов. Идеальное изображение точки, как элемента пред­мета, может быть получено от вол­новой сферич. поверхности. Реальные оптич. системы имеют входные и выходные зрачки конечных размеров, ограничивающие волновую поверх­ность. Благодаря дифракции света даже при отсутствии аберраций и оши­бок изготовления оптич. система изоб­ражает точку в монохроматич. свете в виде светлого пятна, окружённого попеременно тёмными и светлыми кольцами. Пользуясь теорией дифракции, можно вычислить наимень­шее расстояние, разрешаемое оптич. системой, если известно, при каких распределениях освещённости приём­ник (глаз, фотослой) воспринимает изображение раздельно. В соответ­ствии с условием, введённым англ. учёным Дж. У. Рэлеем (1879), изоб­ражения двух точек можно видеть раздельно, если центр дифракц. пятна каждого из них пересекается с краем первого тёмного кольца другого (рис.).

Если точки предмета самосветящиеся и излучают некогерентные лучи, вы­полнение критерия Рэлея со­ответствует тому, что наименьшая освещённость между изображениями разрешаемых точек составит 74% от освещённости в центре пятна, а уг­ловое расстояние между центрами дифракц. пятен (максимумами ос­вещённости) определится выражением Dj=1,21l/D, где l — длина волны света, D — диаметр входного зрачка оптич. системы (см. Диафрагма в оптике).

Распределение ос­вещённости Е в изображении двух точечных источ­ников света, рас­положенных так, что угловое рас­стояние между максимумами ос­вещённости Dj ра­вно угловой величине радиуса центрального дифракц. пятна Dq(Dj=Dq — условие Рэ­лея).

 

Если оптич. система имеет фокусное расстояние f, то линейная величина предела разрешения d=l,21lf/D. Предел разрешения теле­скопов и зрительных труб выражают в угловых секундах и определяют по формуле d=140/D (при l=560 нм и D в мм) (о Р. с. микроскопов см. в ст. Микроскоп). Приведённые фор­мулы справедливы для точек, нахо­дящихся на оси идеальных оптич. приборов. Наличие аберраций и оши­бок изготовления снижает Р. с. ре­альных оптич. систем. Р. с. реальной оптич. системы падает также при переходе от центра поля зрения к его краям. Р. с. оптич. прибора R_оп, включающего комбинацию оптич. си­стемы и приёмника (фотослой, катод электронно-оптического преобразователя и др.), связана с Р. с. оптич. систе­мы прибора R_ос и приёмника R_п при­ближённой формулой 1/R_оп=1/R_ос+1/R_п, из к-рой следует, что целесо­образно применение лишь таких со­четаний, когда R_ос и R_п одного порядка. Р. с. прибора может быть оценена по его аппаратной функции.

• Тудоровский А. И., Теория оп­тических приборов, 2 изд., т. 1, М.—Л., 1948; Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд.. М., 1976.                

Л. Н. Капорский.

РАЗРЕШЁННАЯ ЗОНА, область зна­чений энергии, к-рые может прини­мать квантовая система. См. Зонная теория.

РАЗРЕШЁННЫЕ ЛИНИИ, спект­ральные линии, возникающие при из­лучат. квантовых переходах, для к-рых выполняются отбора правила (в от­личие от запрещённых линий).

РАЗРЫВНЫЕ КОЛЕБАНИЯ, коле­бания, при к-рых наряду со сравни­тельно медленными изменениями ве­личин, характеризующих состояние колебат. системы, в нек-рые моменты происходят столь быстрые изменения этих величин, что их можно рассмат­ривать как скачки, а весь колебат.

процесс в целом — как последова­тельность медленных изменений со­стояния системы, начинающихся и кончающихся мгновенным его изме­нением (скачками или разрывами). Релаксационные колебания часто рас­сматривают как Р. к.

РАЗРЯД С ПОЛЫМ КАТОДОМ, раз­ряд с катодом (чаще всего в виде полого цилиндра), рабочая поверх­ность к-рого охватывает часть раз­рядного пространства. Р. с п. к. характеризу­ется в несколько раз большей концентрацией заряженных и возбуж­дённых ч-ц по сравнению с их концентрацией при обычной форме катода. Это обусловлено спе­цифической конфигурацией электрического поля внутри катода (рис.).

Движение   электрона   в   по­лом катоде.

 

Эл-ны, эмитируемые внутр. поверхностью цилиндра, ус­коряются в области катодного падения потенциала и, пролетев плазму, по­падают в поле противоположного на­правления, отражаются назад в плаз­му и т. д. В результате время жизни эл-на внутри полого катода оказы­вается большим, что и приводит к более эффективным возбуждению и ионизации атомов.

• Москалев Б. И., Разряд с полым катодом, М., 1969.                        

Л. А. Сена.

РАЗРЯДЫ В ГАЗАХ, см. Электри­ческие разряды в газах.

РАМAHA ЭФФЕКТ (комбинационное рассеяние света), рассеяние света в-вом, сопровождающееся изменением его длины волны. Открыт в 1928 Г. С. Ландсбергом и Л. И. Мандель­штамом на кристаллах и инд. физи­ками Ч. В. Раманом и К. С. Кришнаном на жидкостях. Термин «Р. э.» распространён в зарубежной лит-ре. Подробнее см. Комбинационное рас­сеяние света.

РАМЗАУЭРА ЭФФЕКТ, в узком смыс­ле — высокая «проницаемость» ато­мов или молекул газа для медленных эл-нов; в более общем смысле — аномальный (с позиций классич. фи­зики) характер вз-ствия эл-нов с нейтральными атомами (молекулами) нек-рых газов. Открыт в 1921 нем. физиком К. Рамзауэром (С. Ramsauer) при изучении рассеяния эл-нов в аргоне.

Р. э. выражается в наличии глу­бокого минимума в эфф. сечении столк­новений эл-нов с атомами. Для атомов Ar минимум наблюдается при энер­гиях эл-нов ок. 1 эВ (так, что эл-ны проходят сквозь газ не рассеиваясь) с последующим возрастанием до мак­симума при энергии ок. 12 эВ. Это явление, необъяснимое в рамках клас-

615

 

 

сич. механики ч-ц, истолковывается при рассмотрении с позиций квант. механики тем, что в процессах вз-ствия с атомами медленные эл-ны ведут себя как волны (см. Волны де Бройля). Квантовомеханич. расчёты обосновали экспериментально установленный Р. э. в Ar и др. более тяжёлых инертных газах и его отсутствие в Н₂, Не, Ne и др. газах.

• Арцимович Л. А., Элементарная физика плазмы, 3 изд., М., 1969; Месси Г., Б а р х о п В., Электронные и ионные столкновения, пер. с англ., М., 1958.

РАМОЧНАЯ АНТЕННА, антенна в виде одного или неск. витков провода. Р. а. эквивалентна магн. диполю и имеет соответствующую ему торои­дальную диаграмму направленности. Для повышения эффективности Р. а. снабжают ферромагн. сердечниками.

РАМСДЕНА ОКУЛЯР, см. Окуляр.

РАСПРЕДЕЛЁННАЯ СИСТЕМА, то же, что система с распределёнными параметрами.

РАСПРОСТРАНЕНИЕ РАДИОВОЛН, процесс передачи эл.-магн. колебаний радиодиапазона (см. Радиоволны) в пространстве от одного места к дру­гому, в частности от передатчика к приёмнику. В естеств. условиях Р. р. происходит в разл. средах, напр. в атмосфере, космической плазме, в по­верхностном слое Земли.

Общие закономерности Р. р. Ско­рость Р. р. в свободном пространстве в вакууме равна скорости света с. Полная энергия, переносимая радио­волной, остаётся постоянной, а плот­ность потока энергии убывает с уве­личением расстояния r от источника обратно пропорционально r². Р. р. в др. средах происходит с фазовой ско­ростью, отличающейся от с и в рав­новесной среде сопровождается погло­щением эл.-магн. энергии. Оба эффекта объясняются возбуждением колебаний эл-нов и ионов среды под действием электрич. поля волны. Если напряжённость поля E гармонич. волны мала по сравнению с напряжённостью поля, действующего на заряды в самой среде (напр., на эл-н в атоме), то колебания происходят также по гармонич. закону с частотой w пришедшей волны. Колеблющиеся эл-ны излучают вторичные радиовол­ны той же частоты, но с др. ампли­тудами и фазами. В результате сло­жения вторичных волн с приходящей формируется результирующая волна с новой амплитудой и фазой. Сдвиг фаз между первичной и переизлучён­ными волнами приводит к изменению фазовой скорости. Потери энергии при взаимодействии волны с атома­ми явл. причиной поглощения радио­волн.

Амплитуда волны убывает с рассто­янием по закону А =(A₀/r)ехр(-(w/c)cr) ,

а фаза волны по закону y=wt-(w/c)n,

где c — показатель поглощения, n — преломления показатель; n и c за­висят от диэлектрической проница­емости e среды, её проводимости о и частоты волн w:

Фазовая скорость v_ф=c/n, коэфф. по­глощения b=(w/c)c. Среда ведёт себя

как   диэлектрик,   если   (4ps/we)²<<1,

и   как   проводник   при   (4ps/we)²>>1.

В  первом случае n»Öe, поглощение

мало,   во     втором      n»cÖ(2ps/w).

В среде e и s явл. функциями ча­стоты w (см. Дисперсия волн). Вид частотной зависимости e и s опре­деляется структурой среды. Дис­персия радиоволн особенно сущест­венна в тех случаях, когда частота волны близка к характерным собств. частотам среды (напр., при Р. р. в ионосферной и косм. плазме, см. ниже).

При Р. р. в средах, не содержащих свободных эл-нов (тропосфера, толща Земли), происходит смещение связан­ных эл-нов в атомах и молекулах среды в сторону, противоположную

полю волны E,   при  этом  n>1,   v_ф<c

(радиосигнал, несущий энергию, рас­пространяется с групповой скоро­стью v_гр<с). В плазме поле волны вызывает смещение свободных эл-нов в направлении E, при этом n<1 и v_ф>с.

В однородных средах радиоволны распространяются прямолинейно, по­добно световым лучам. Процесс Р. р. в этом случае подчиняется законам геометрической оптики. Однако ре­альные среды неоднородны. В них n, а следовательно, и v_ф различны в разных участках среды, что приводит к искривлению траектории радио­волны. Происходит рефракция (преломление) радиоволн. В случае плавных (в масштабе l) неоднородностей справедливо приближение геом. оптики. Если n зависит от одной координаты, напр. высоты h (плоско­слоистая среда), то при прохождении

волны через каждый пло­ский слой выполняется Снелля закон преломления: луч, падающий на неодно­родную среду в точке с n₀=1 под углом j₀, в про­странстве искривляется так, что в произвольной точке среды h соблюдается соотношение:

n(h)sinj(h)=sinj₀.   (2)

Если n убывает при уве­личении h, то в резуль­тате рефракции луч, по

мере распространения, отклоняется от вертикали и на некоторой высоте h_m становится параллельным горизон­тальной плоскости, а затем распро­страняется вниз (рис. 1, а). Макс. высота h_m, на к-рую луч может уг­лубиться в неоднородную плоскосло­истую среду, зависит от угла падения j₀ и определяется из условия:

n(h_m)=sinj₀.                (3)

В область h>h_m лучи не проникают, и, согласно приближению геом. оп­тики, волновое поле в этой области должно быть равно 0. В действитель­ности вблизи плоскости h=h_m вол­новое поле возрастает, а при h>h_т убывает экспоненциально (рис. 1, б). Нарушение законов геом. оптики при Р. р. связано с дифракцией волн, вследствие к-рой радиоволны могут проникать в область геом. тени. На границе области геом. тени образу­ется сложное распределение волновых полей. Дифракция радиоволн возни­кает при наличии на их пути препят­ствий (непрозрачных или полупро­зрачных тел). Дифракция особенно существенна в тех случаях, когда размеры препятствий сравнимы с l.

Если Р. р. происходит вблизи рез­кой границы (в масштабе X) между двумя средами с разл. электрич. свойствами (напр., атмосфера — по­верхность Земли или тропосфера — нижняя граница ионосферы для до­статочно длинных волн), то при па­дении радиоволн на резкую границу образуются отражённая и преломлён­ная (прошедшая) радиоволны. Если отражение происходит от границы проводящей среды (напр., от поверх­ностного слоя Земли), то глубина проникновения в него определяется толщиной скин-слоя (см. Скин-эф­фект).

В неоднородных средах возможно , волноводное Р. р., при к-ром проис­ходит локализация потока энергии между определёнными поверхностя­ми, за счёт чего волновые поля меж­ду ними убывают с расстоянием медленнее, чем в однородной среде (ат­мосферный волновод). В средах с плав­ными неоднородностями локализация связана с рефракцией, а в случае рез­ких границ — с отражением.

В среде, содержащей случайные ло­кальные   неоднородности,   вторичные   волны    излучаются   беспорядочно   в  

Рис. 1. а — рефракция радиоволн в плоскослоистой сре­де; б — зависимость квадрата амплитуды напряжённо­сти электрич. поля радиоволны от высоты h.

616

 

 

разл. направлениях. Рассеянные вол­ны частично уносят энергию исходной волны, что приводит к её ослаблению. При рассеянии на неоднородностях размером l<<l (т. н. рассеяние Рэлея; см. Рэлея закон) рассеянные волны распространяются почти изотропно. В случае рассеяния на крупномас­штабных прозрачных неоднородностях рассеянные волны распространяются в направлениях, близких к исходной волне. При l»l возникает сильное резонансное рассеяние.

Влияние поверхности Земли на Р. р. зависит от расположения относи­тельно неё передатчика и приёмни­ка. Р. р.— процесс, захватывающий большую область пространства, но наиболее существенную роль в Р. р.

Рис. 2. Эллипсоидальная область простран­ства, существенная при распространении ра­диоволн (радиотрасса); А — излучатель; В — приёмник.

играет область, ограниченная поверх­ностью, имеющей форму эллипсоида вращения, в фокусах к-рого А и В на расстоянии r расположены передат­чик и приёмник (радиотрасса, рис.2). Большая ось эллипсоида равна r+(p/4)l, а малая ось ~Ö(lr/2). Ши­рина трассы уменьшается с убыва­нием l. Если высоты z₁ и z₂, на к-рых расположены антенны передатчика и приёмника над поверхностью Земли, велики по сравнению с l, то эллип­соид не касается поверхности Земли, и она не влияет на Р. р. (рис. 2, а). При понижении обеих или одной из конечных точек радиотрассы эллип­соид коснётся поверхности Земли (рис. 2, б). Отражение радиоволн от зем­ной поверхности близко к зеркаль­ному, если на ней внутри эллипсоида уложится неск. первых зон Френеля, а проводимость s почвы достаточно высока. При этом радиоволна в точке приёма определяется интерференцией прямой и отражённой волн (см. Ин­терференция волн). Интерференц. мак­симумы и минимумы обусловливают лепестковую структуру поля в зоне приёма, к-рая характерна для метро­вых и более коротких радиоволн. Если (z₁/l)<1 и (z₂/l)>1, то радиотрасса выделяет участок поверхности Земли,

ограниченный эллипсом с осями r+(p/4)l

и Ö(lr/2). Качество радиосвязи в этом случае определяется проводимостью а почвы именно в этой области, при­чём особенно большую роль играют оба конечных участка радиотрассы. Почвы, образующие поверхностный

слои земной коры, а также воды морей и океанов обладают значит. электро­проводностью. Напр., для осадочных пород в поверхностном слое земной коры s~10⁷—10⁸ См. Но т. к. n и c — функции частоты w, то для сантиметровых волн все виды земной поверхности имеют свойства диэлект­рика. Для метровых и более длинных волн Земля обычно проводник, в к-рый волны проникают на глубину

скин-слоя   толщиной   d=(1/2p)Ö(cl₀/s)

(l₀ — длина волны в вакууме). По­этому для подземной и подводной радиосвязи используются в основном длинные и сверхдлинные волны.

Выпуклость     земной     поверхности ограничивает расстояние, на к-ром из

Pис. 3. Дальность прямой видимости r огра­ничена выпуклостью земной поверхности; R₀ — радиус Земли, z₁ и z₂ — высоты пере­дающей A и приёмной В антенн.

точки приёма В «виден» передатчик А (область «прямой видимости», рис. 3). Однако радиоволны могут проникать в область тени на большее расстояние

~³ÖR²₀l (R₀ — радиус Земли), оги­бая Землю, в результате дифракции. Практически в эту область за счёт дифракции могут проникать только километровые и более длинные волны (рис. 4). За горизонтом поле растёт

Рис.    4.   График, иллюстрирующий связь дальности r распространения от величины W= 20lg|E/E_*|, где Е — напряжён­ность поля радио­волны в реаль­ных условиях рас­пространения с учётом огибания выпуклости земной поверхности (излучатель расположен на поверхности Земли), Е_* — напряжён­ность поля без учёта дифракции, для разных частот.

 

с увеличением высоты z₁, на к-рую поднят излучатель, и быстро (почти экспоненциально) уменьшается при удалении от него.

Влияние рельефа земной поверх­ности на Р. р. зависит от высоты не­ровностей h, их горизонтальной про­тяжённости I, l и угла q падения вол­ны на поверхность. Если неровности достаточно малы и пологи, так что khcosq<1 (k — волновое число) и вы­полняется т. н. критерий Рэлея: k²l²cosq<1, то они слабо влияют на Р. р. Влияние неровностей зависит также от поляризации волн. Напр., для горизонтально поляризованных

волн оно меньше, чем для волн, поля­ризованных вертикально. Когда не­ровности не малы и не пологи, энер­гия радиоволны может рассеиваться (радиоволна отражается от них). Вы­сокие горы и холмы с h>l, «возмуща­ют» волновое поле, образуя затенён­ные области. Дифракция радиоволн на горных хребтах иногда приводит к усилению волны из-за интерфе­ренции прямых и отражённых волн. Вершина горы служит естеств. ре­транслятором. Это существенно при распространении метровых радиоволн в гористой местности (рис. 5).

Фазовая скорость радиоволн, рас­пространяющихся вдоль земной по­верхности (земных волн) вблизи излучателя, зависит от её электрич.

Рис. 5. Траектории радиоволн при дифракции на непологих неровностях.

 

свойств. Однако на расстоянии в неск. l, от излучателя v_ф»c. Если радиоволны распространяются над электрич. неоднородной поверхно­стью, напр. сначала над сушей, а затем над морем, то при пересечении береговой линии резко изменяется амплитуда и направление Р. р. (бе­реговая рефракция, рис. 6).

Рис. 6. Изменение напряжённости электрич. поля волны при пересечении береговой ли­нии.

 

Р. р. в тропосфере. Тропосфера -область атмосферы между поверхно­стью Земли и т. н. тропопаузой (рис. 7), в к-рой темп-ра воздуха обычно убывает с высотой h. Высота тропопаузы на земном шаре не оди­накова, она больше над экватором, чем над полюсами, а в средних широ­тах, где существует система сильных западных ветров, меняется скачко­образно. Тропосфера состоит из смеси газов и паров воды; её проводимость для радиоволн с l > неск. см пренебрежимо мала.

617

 

Рис. 7. Зависимость  темп-ры   Т   воздуха   и концентрации N эл-нов от высоты h.

 

Тропосфера обладает свойствами, близкими к вакууму, т. к. у поверхности Земли n=Öe=1,0003 и v_ф лишь немного меньше с. С уве­личением высоты плотность воздуха надает, а поэтому e и n уменьшаются, ещё более приближаясь к 1. Это приводит к отклонению траекторий радиолучей к Земле (рис. 1, а). Такая т. н. нормальная тропо­сферная рефракция спо­собствует Р. р. за пределы прямой видимости, т. к. за счёт рефракции волны могут огибать выпуклость Зем­ли. Практически этот эффект может играть роль только для УКВ. Для более длинных волн преобладает оги­бание выпуклости Земли за счёт ди­фракции.

Метеорологич. условия могут ос­лаблять или усиливать рефракцию по сравнению с нормальной, т. к. плот­ность воздуха зависит от давления, темп-ры и влажности. Обычно в тро­посфере давление газов и темп-ра с высотой уменьшаются, а давление водяного пара увеличивается. Однако при нек-рых метеорологич. условиях (напр., при движении нагретого над сушей воздуха над морем) темп-ра воздуха с высотой увеличивается (и н в е р с и я   т е м п - р ы). Особенно велики отклонения летом на высоте 2—3 км, когда часто образуются тем­пературные инверсии и облачные слои. При этом преломление радиоволн в тропосфере может стать столь силь­ным, что вышедшая под небольшим углом к горизонту радиоволна на нек-рой высоте изменит направление и вернётся обратно к Земле. В про­странстве, ограниченном снизу зем­ной поверхностью, а сверху — рефрагирующим слоем тропосферы, вол­на может распространяться на очень большие расстояния (в о л н о в о д н о е   р а с п р о с т р а н е н и е).

В тропосферных волноводах, как правило, могут распространяться волны с l<1 м (рис. 8).

Поглощение радиоволн в тропосфере пренебрежимо мало для всех радио­волн вплоть до сантиметрового диа­пазона. Поглощение сантиметровых и более коротких волн резко увеличи­вается, когда частота волны w со­впадает с одной из собств. частот колебаний молекул воздуха (резо­нансное поглощение). Молекулы по­лучают от приходящей волны энер­гию, к-рая превращается в теплоту и только частично передаётся вторич­ным волнам. Известен ряд линий резонансного поглощения в тропосфе­ре: l=1,35 см, 1,5 см, 0,75 см (по­глощение в парах воды) и l=0,5 см,

Рис.   8.   Траекто­рии  УКВ   в  тро­посферном волно­воде.

 

0,25 см (поглощение в кислороде). Между резонансными линиями лежат области более слабого поглощения (о к н а   п р о з р а ч н о с т и).

Ослабление радиоволн может быть также вызвано рассеянием на неоднородностях, возникающих при тур­булентном движении воздушных масс (см. Турбулентность). Рассеяние рез­ко увеличивается, когда в воздухе

Рис. 9. Рассеяние радиоволн на мел­комасштабных неоднородностях.

 

присутствуют капельные неоднород­ности в виде дождя, снега, тумана. Почти изотропное рассеяние Рэлея на мелкомасштабных неоднородностях делает возможной радиосвязь на рас­стояниях, значительно превышающих прямую видимость (рис. 9). Т. о., тропосфера существенно влияет на распространение УКВ. Для декаметровых и более длинных волн тропо­сфера практически прозрачна и на их распространение влияет земная поверхность и более высокие слои атмосферы.

Р. р. в ионосфере. Ионосферу обра­зуют верхние слои земной атмосферы, в к-рой газы частично (до 1%) иони­зированы под влиянием УФ, рентге­новского и корпускулярного солнеч­ного излучения. Ионосфера элект­рически нейтральна, она содержит равное количество положит. и отри­цат. ч-ц, т. е. является плазмой. Достаточно большая ионизация, ока­зывающая влияние на Р. р., начи­нается на высоте 60 км (слой D), увеличивается до высоты 300—400 км, образуя слои E, F₁, F₂, и затем мед­ленно убывает (рис. 7). В гл. мак­симуме концентрация эл-нов N до­стигает 10⁶ см^-3. Зависимость N от высоты меняется со временем суток, года, с солнечной активностью, а также с широтой и долготой. Ионизированный слой между 200 и 400 км состоит в основном из равного коли­чества ионов O⁺ и эл-нов. Эти ч-цы погружены в нейтральный газ с кон­центрацией 10⁸ см^-3, состоящий в основном из ч-ц О₂, О, N₂ и Не.

В многокомпонентной плазме, со­держащей эл-ны, ионы и нейтральные молекулы и пронизанной магн. полем Земли (см. Земной магнетизм), могут возникать разл. виды собств. коле­баний, имеющих разные частоты. Напр., плазменные (ленгмюровские)

частоты   эл-нов   w₀=Ö(4pNe²/m)   и   ионов   W₀=Ö(4pNe²/M),   гиромагнитные

частоты    эл-нов    w_H=eH₀/mc   и    ионов W_H =eH₀/Mc, где m,   М — массы  эл-на

и иона, е — их заряд, N — концент­рация, Н₀ — напряжённость магн. по­ля Земли. Т. к. М>>m, то w₀>>W₀, w_H>>W_H. Напр., для эл-нов w_H/2p= 1,4 МГц, а для ионов атомарного кислорода W_H/2p=54 Гц.

В зависимости от частоты w радио­волны осн. роль в Р. р. играют те или др. виды собств. колебаний, поэтому электрич. свойства ионосферы различны для разных участков ра­диодиапазона. При высоких w ионы не успевают следовать за изменениями поля, и в Р. р. принимают участие только эл-ны. Вынужденные колеба­ния свободных эл-нов ионосферы про­исходят в противофазе с действующей силой и вызывают поляризацию плаз­мы в сторону, противоположную элект­рич. полю волны Е. Поэтому ди­электрич. проницаемость ионосферы e<1. Она уменьшается с уменьшением частоты: e=1-w²₀/w². Учёт соуда­рений эл-нов с атомами и ионами даёт более точные формулы для e и s

ионосферы:         e=1-w²₀/(w²+v²);  s=w²₀v/4p(w²+n²). Здесь n - эффектив­ная частота соударений. Для декаметровых и более коротких волн в большей части ионосферы w²>>v² и показатели преломления n и погло­щения к приближённо равны: n»Ö(1-w²₀/w²),   c»2ps/wÖe. Т. к.  n<1,

то фазовая скорость Р. р. v_ф=c/n>с,

групповая   скорость   v_гр=cn<с.

Поглощение в ионосфере пропор­ционально v, т. к. чем больше число столкновений, тем большая часть энер­гии, получаемой эл-ном из волны, переходит в тепло. Поэтому поглоще­ние больше в нижних областях ионо­сферы (слой D), где v больше, т. к. выше плотность газа. С увеличением частоты поглощение уменьшается. Ко­роткие волны испытывают слабое по­глощение и могут распространяться на большие расстояния.

Рефракция радиоволн в ионосфере. В ионосфере могут распространяться

618

 

 

только радиоволны с частотой w>w₀. При w<w₀ n становится чисто мни­мым и эл.-магн. поле экспоненци­ально убывает в глубь плазмы. Ра­диоволна с частотой w, падающая на ионосферу вертикально, отражается от уровня, на к-ром w=w₀ и n=0. В нижней части ионосферы электрон­ная концентрация и w₀ увеличива­ются с высотой, поэтому с увеличением и посланная с Земли волна всё глубже проникает в ионосферу. Макс. ча­стота радиоволны, к-рая отражается от слоя ионосферы при вертикальном падении, наз. к р и т и ч.  ч а с т о т о й  с л о я: w_кр=w_0макс=Ö(4pe²N_макс/m).    Критич.      частота

слоя F₂ (гл. максимума) изменяется в течение суток и года в широких пределах (от 3—5 до 10 МГц). Для волн с w>w_кр (F₂) показатель пре­ломления не обращается в ноль и падающая вертикально волна прохо­дит через ионосферу, не отражаясь.

Рис. 10. Схематич. изображение радиолу­чей определённой частоты при разл. углах падения на ионосферу.

 

При наклонном падении волны на ионосферу происходит рефракция, как в тропосфере. В нижней части ионо­сферы v_ф увеличивается с высотой (вместе с увеличением N). Поэтому траектория луча отклоняется по на­правлению к Земле (рис. 10). Радио­волна, падающая на ионосферу под углом j₀, поворачивает к Земле на высоте h, для к-рой выполнено ус­ловие (3). Макс. частота волны, от­ражающейся от ионосферы при па­дении под углом j₀ (т. е. для данной дальности трассы), равна: w_мпч=w_крseсj₀>w_кр и наз. макс. приме­нимой частотой (МПЧ). Волны с w<w_мпч, отражаясь от ионосферы, возвращаются на Землю, что исполь­зуется для дальней радиосвязи. Вслед­ствие сферичности Земли величина угла j₀ ограничена и дальность связи при однократном отражении от ионо­сферы £3500—4000км. Связь на боль­шие расстояния осуществляется за счёт неск. последоват. отражений от ионосферы и Земли «скачков» (рис. 11, а). Возможны и более сложные, волноводные траектории, возникаю­щие за счёт горизонтального гради­ента N или рассеяния на неоднородностях ионосферы при Р. р. с частотой w>w_мпч. В результате рассеяния угол падения луча на слой F₂ оказы­вается больше, чем при обычном распространении.

Рис. 11. Распространение коротких волн между Землёй и ионосферой: а — многоскачковая траектория; б — скользящая траектория.

 

Луч испытывает ряд последоват. отражений от слоя F₂, пока не попадёт в область с таким градиентом N, к-рый вызовет отра­жение части энергии назад к Земле (рис. 11, б).

Влияние магн. поля Земли Н₀. В магн. поле Н₀ на эл-н, движущийся со скоростью V, действует Лоренца си­ла F=-e/c[vH₀], под влиянием к-рой

он вращается по окружности в пло­скости, перпендикулярной H₀, с гироскопич. частотой w_H. Траектория каждой заряженной ч-цы — винтовая линия с осью вдоль Н₀. Действие силы Лоренца приводит к изменению хар-ра вынужденных колебаний эл-нов под действием электрич. поля волны, а следовательно, к изменению электрич. свойств среды. В результате ионо­сфера становится анизотропной гиротропной средой, электрич. свойства к-рой зависят от направления Р. р. и описываются не скалярной величи­ной г, а тензором диэлектрич. прони­цаемости e_ij. Падающая на такую среду волна испытывает двойное лу­чепреломление, т. е. расщепляется на две волны, отличающиеся скоростью и направлением распространения, по­глощением и поляризацией. Если на­правление P. p. ^H₀,  то падающую волну можно представить себе в виде суммы двух линейно поляризованных волн с Е^Н₀ и Е║Н₀. Для первой «необыкновенной» волны (е) характер вынужденного движения эл-нов под действием поля волны E изменяется (появляется компонента ускорения, перпендикулярная E) и поэтому из­меняется п. Для второй (о) «обыкно­венной» волны вынужденное движение остаётся таким же, как и без поля Н₀ (при v║H₀ сила Лоренца равна 0). Для этих двух волн (без учёта соуда­рений) квадраты показателей пре­ломления равны:

При Р. р. вдоль Н₀:

В последнем случае обе волны имеют круговую поляризацию, причём у необыкновенной волны вектор Е вра­щается в сторону вращения эл-на, а у обыкновенной — в противопо­ложную сторону. При произвольном направлении Р. р. (относительно Н₀) поляризация нормальных волн эл­липтическая.

По мере Р. р. в ионосфере увеличи­вается сдвиг фаз между волнами и изменяется поляризация суммарной волны. Напр., при Р. р. вдоль Н₀ это приводит к повороту плоскости поляризации (Фарадея эффект), а при Р. р. перпендикулярно Н₀ — к периодич. чередованию линейной и круговой поляризаций (см. Коттона — Мутона эффект). Т. к. пока­затели преломления волн различны, отражение их происходит на разной высоте (рис. 12). Направление вол­нового вектора k при Р. р. в ионосфере может отличаться от v_гр.

Рис. 12. Расщепление радиоволны в резуль­тате двойного лучепреломления в ионосфере.

 

Низкочастотные волны в ионосфере.

Осн. часть энергии низкочастотных (НЧ) и очень низкочастотных (ОНЧ) радиоволн практически не проникает в ионосферу. Волны отражаются от её нижней границы (днём — вследствие сильной рефракции в D-слое, ночью — от Е-слоя, как от границы двух сред с разными электрич. свойствами). Рас­пространение этих волн хорошо опи­сывается моделью, согласно к-рой однородные и изотропные Земля и ионосфера образуют приземный вол­новод с резкими сферич. стенками, в к-ром и происходит Р. р. Такая модель объясняет наблюдаемое убы­вание поля с расстоянием и возра­стание амплитуды поля с высотой. Последнее связано со скольжением волн вдоль вогнутой поверхности вол­новода, приводящим к своеобразной «фокусировке» поля. Это явление ана­логично открытому Рэлеем в акус­тике эффекту «шепчущей галереи». Амплитуда радиоволн значительно возрастает в антиподной по отношению к источнику точке Земли. Это объ­ясняется сложением радиоволн, оги­бающих Землю по всем направлениям и сходящихся на противоположной стороне.

619

 

 

Влияние магн. поля Земли обуслов­ливает ряд особенностей распростра­нения НЧ волн в ионосфере: сверх­длинные волны могут выходить из приземного волновода за пределы ионосферы, распространяясь вдоль си­ловых линий геомагн. поля между сопряжёнными точками А и В Земли (рис. 13). Из формулы (5) видно,

что при w<<w_H в случае продольного распространения n²_e»w²₀/ww_H нигде не обращается в 0, т. е. волна прохо­дит через ионосферу без отражения. В ночной атмосфере прибл. геом. оп­тики нарушается и частичное прохож­дение есть при любом угле падения. Разряды молний в атмосфере — ес­теств. источник НЧ волн. В диапазоне 1—10 кГц они приводят к образованию т. н. свистящих атмосфериков, к-рые распространяются указанным обра­зом и создают на выходе приёмника сигнал с характерным свистом.

При Р. р. инфразвуковых частот с w<<W_H важную роль играют колеба­ния ионов, и ионосфера ведёт себя, как проводящая нейтральная жидкость, движение к-рой описывается ур-ниями магнитной гидродинамики. В ионо­сфере возможно распространение неск. типов магнитогидродинамич. волн, в частности альфвеновских волн, распро­страняющихся вдоль геомагн. поля с характерной скоростью v_A=H₀/Öp4pr, где r — плотность газа, и магнитозвуковых волн, к-рые распространя­ются изотропно (подобно звуку).

Нелинейные эффекты при Р. р. в ионосфере проявляются уже для ра­диоволн сравнительно небольшой ин­тенсивности и связаны с нарушением линейной зависимости поляризации среды от электрич. поля волны (см. Нелинейная оптика). «Нагревная» не­линейность играет осн. роль, когда характерные размеры возмущённой электрич. полем области плазмы во много раз больше длины свободного пробега эл-нов. Т. к. длина свобод­ного пробега эл-нов в плазме значи­тельна, эл-н успевает получить от поля заметную энергию за время одного пробега. Передача энергии при столкновениях от эл-на к ионам, атомам и молекулам затруднена из-за большого различия в их массах. В ре­зультате эл-ны плазмы сильно «разо­греваются» уже в сравнительно сла­бом электрич. поле, что изменяет эф­фективную частоту соударений. По-

этому e и s плазмы становятся зави­сящими от поля Е волны, и Р. р. приобретает нелинейный характер. «Возмущение» диэлектрич. проница­емости: De~(Е/Е_p)², где Е_р=Ö(3(Ттd/е²)(w²+v²)) — характерное «плазменное» поле, Т — абс. темп-ра плазмы, б — ср. доля энергии, теря­емая эл-ном при одном соударении с тяжёлой ч-цей, v — частота соударе­ний. Т. о., нелинейные эффекты стано­вятся заметными, когда поле волны Е сравнимо с Е_р, к-рое в зависимости от частоты волны и области ионосферы составляет ~10^-4—10^-1 В/см.

Нелинейные эффекты могут прояв­ляться как самовоздействие волны и как вз-ствие волн между собой. Са­мовоздействие мощной волны приво­дит к изменению её поглощения и глубины модуляции. Поглощение мощ­ной радиоволны нелинейно зависит от её амплитуды. Частота соударений v с увеличением темп-ры эл-нов может как расти (в нижних слоях, где осн. роль играют соударения с нейтраль­ными ч-цами), так и убывать (при соударении с ионами). В первом слу­чае поглощение резко возрастает с увеличением мощности волны («на­сыщение» поля в плазме). Во втором случае поглощение падает (т. н.  п р о с в е т л е н и е  плазмы для мощной радиоволны). Из-за нелинейного из­менения поглощения амплитуда волны нелинейно зависит от амплитуды па­дающего поля, поэтому её модуляция искажается (автомодуляция и демо­дуляция волны). Изменение n в поле мощной волны приводит к искажению траектории луча. При распростра­нении узконаправленных пучков ра­диоволн это может привести к само­фокусировке пучка аналогично са­мофокусировке света и к образованию волноводного канала в плазме.

Рис.  14. Ионосферная кроссмодуляция про­исходит в области пересечения лучей.

 

Вз-ствие волн в условиях нелиней­ности приводит к нарушению супер­позиции принципа. В частности, если мощная волна с частотой w₁ модули­рована по амплитуде, то благодаря изменению поглощения эта модуляция может передаться др. волне с частотой w₂, проходящей в той же области ионосферы (рис. 14). Это явление, наз.  к р о с с м о д у л я ц и е й, или Л ю к с е м б у р г - г о р ь к о в с к и м  э ф ф е к т о м, имеет практич. значение при радиовещании в диапазоне средних волн.

Нагрев ионосферы в поле мощной волны в коротковолновом диапазоне может вызвать тепловую параметрич. неустойчивость в ионосфере, к-рая

приводит к аномально большому по­глощению радиоизлучения и расслое­нию плазмы (см. Параметрический резонанс). В области резонанса w=Ö(w²₀+w²_H) образуются сильно вытя­нутые вдоль Н₀ неоднородности ионо­сферы (с продольным масштабом 1 км, поперечным — 0,5—100 м), к-рые пер­спективны для дальней связи в диа­пазоне УКВ. В поле очень мощных радиоволн эл-ны столь сильно разо­греваются, что возникает электрич. пробой газа.

Если размеры возмущённой полем волны области плазмы много меньше длины свободного пробега эл-нов, н а г р е в н а я  н е л и н е й н о с т ь  ста­новится слабой. Это имеет место при коротких импульсах и узких пучках радиоволн. В этом случае осн. роль играет т. н.  с т р и к ц и о н н а я  н е л и н е й н о с т ь, связанная с тем, что неоднородное переменное элект­рич. поле волны оказывает давление на эл-ны, вызывающее сжатие плазмы. Концентрация эл-нов N, а следова­тельно, e и s становятся зависящими от амплитуды поля. Стрикционная нелинейность приводит к изменению диэлектрич. проницаемости De_с»e²E²/8Tmw², меньше нагревного из­менения De_H на неск. порядков (при той же мощности волны). Стрикцион­ная нелинейность играет важную роль в параметрич. неустойчивости ионо­сферы.

Р. р. в косм. условиях. За исключе­нием планет и их ближайших окрест­ностей большая часть в-ва во Все­ленной ионизована. Параметры косм. плазмы меняются в широких преде­лах. Напр., концентрация электро­нов и ионов вблизи орбиты Земли ~1 —10 см^-3, в ионосфере Юпитера ~10⁵ см^-3, в солнечной короне ~10⁸ см^-3,а в недрах звёзд ~10²⁷ см^-3. Из косм. пространства к Земле при­ходит широкий спектр эл.-магн. волн, к-рые на пути из - космоса должны пройти через ионосферу и тропосферу. Через атмосферу Земли без заметного затухания распространяются волны двух осн. частотных диапазонов: «ра­диоокно» соответствует диапазону от ионосферных критич. частот w_кр до частот сильного поглощения аэрозо­лями и газами атмосферы (10 МГц — 20 ГГц), «оптич. окно» охватывает диапазон видимого и ИК излучения (1 ТГц — 10³ ГГц). Атмосфера также частично прозрачна в диапазоне низ­ких частот (<300 кГц), где распро­страняются свистящие атмосферики и магнитогмдродинамич. волны.

В косм. условиях источник радио­волн и их приёмник часто быстро движутся относительно друг друга. В результате Доплера эффекта это приводит к изменению w на Dw= (kv), где v — относит. скорость. Пониже­ние частоты при удалении корреспон­дентов (красное смещение) свойст­венно излучению удаляющихся от

620

 

 

нас далёких галактик. Радиоволны в косм. плазме подвержены рефрак­ции, связанной с неоднородностью среды (рис. 15). Напр., вследствие рефракции в атмосфере Земли ис­точник радиоволн виден выше над горизонтом, чем в действительности. Для определения расстояния до пуль­саров и при интерпретации результатов радиолокации Солнца и планет необходимо учитывать, что в косм. плазме v_ф¹с.

Рис. 15. Траекто­рии радиолучей с l=5 м в солнеч­ной короне.

 

Возможности радиосвязи с объек­тами, находящимися в косм. про­странстве или на др. планетах, раз­нообразны и связаны с наличием и строением их атмосфер. Если косм. плазма находится в магн. поле (маг­нитосфера Юпитера, области солнеч­ных пятен, магнитосферы пульсаров), то она явл. гиротропной средой, подобно Земной ионосфере. Для всех планет с атмосферами общая труд­ность радиосвязи состоит в том, что при входе косм. аппарата в плотные слои атмосферы вокруг него созда­ётся плотная плазменная оболочка, затрудняющая прохождение радио­волн. На планетах типа Меркурия и Луны, практически не имеющих ат­мосферы и ионосферы, на Р. р. ока­зывает влияние только поверхность планеты. Из-за отсутствия отражения от ионосферы дальность связи вдоль поверхности такой планеты невелика (рис. 16) и может быть увеличена только    при    помощи    ретрансляции через спутник.

Рис. 16. Зависимость дальности r радиосвя­зи на  поверхности  Луны  от частоты  w/2p.

 

Распространение радиоволн разных диапазонов. Радиоволны очень низких (3-30 кГц) и. низких (30—300 кГц) частот огибают земную поверхность вследствие волноводного распростра­нения и дифракции, сравнительно слабо проникают в ионосферу и мало поглощаются ею. Отличаются высо­кой фазовой стабильностью и способ­ностью равномерно покрывать боль­шие площади, включая полярные рай­оны. Это обусловливает возможность их использования для устойчивой дальней и сверхдальней радиосвязи и радионавигации, несмотря на вы­сокий уровень атм. помех. Полоса

частот от 150 кГц до 300 кГц исполь­зуется для радиовещания. Большое число геофиз. исследований выполня­ется путём наблюдений за сигналами естеств. происхождения, к-рые гене­рируются, напр., молниевыми раз­рядами и ч-цами радиационных поясов Земли. Трудности применения этого частотного диапазона связаны с гро­моздкостью антенных систем с высо­ким уровнем атм. помех, с относит. ограниченностью скорости передачи информации.

С р е д н и е  в о л н ы (300 кГц — 3000 кГц) днём распространяются вдоль поверхности Земли (земная или прямая волна). Отражённая от ионо­сферы волна практически отсутствует, т. к. волны сильно поглощаются в слое D ионосферы. Ночью из-за от­сутствия солнечного излучения слой D исчезает, появляется ионосферная волна, отражённая от слоя Е и даль­ность приёма возрастает. Сложение прямой и отражённой волн влечёт за собой сильную изменчивость поля, поэтому ионосферная волна — источ­ник помех для многих служб, ис­пользующих распространение земной волны. Ср. волны используются в радиовещании, радиотелеграфной и ра­диотелефонной связи, радионавига­ции.

Короткие волны (3 МГц — 30 МГц) слабо поглощаются D- и Е-слоями и отражаются от слоя F, когда их частоты w<w_мпч. В результате их отражения от ионосферы возможна связь как на малых, так и на больших расстояниях при значит. меньшем уровне мощности передатчика и го­раздо более простых антеннах, чем в более низкочастотных диапазонах. Этот диапазон применяется для радио­телефонной и радиотелеграфной связи, радиовещания, а также для радиолюбит. связи. Особенность радиосвязи в этом диапазоне — наличие замира­ний (ф е д и н г а) сигнала из-за из­менений условий отражения от ионо­сферы и интерференц. эффектов. Ко­ротковолновые линии связи подвер­жены влиянию атм. помех. Ионо­сферные бури вызывают прерывание связи.

Для очень высоких частот и УКВ (30—1000 МГц) преобладают Р. р. внутри тропосферы и проникновение сквозь ионосферу. Роль земной волны падает. Поля помех в низкочастотной части этого диапазона всё ещё могут определяться отражениями от ионо­сферы, и до частоты 60 МГц ионо­сферное рассеяние продолжает играть значит. роль. Все виды Р. р., за ис­ключением тропосферного рассеяния, позволяют передавать сигналы с ши­риной полосы частот в неск. МГц. В этой части спектра возможно очень высокое качество звукового радиове­щания при дальности 50—100 км. Ра­диовещание с частотной модуляцией работает на частотах вблизи 100 МГц. В этом же диапазоне частот ведётся телевизионное вещание. Для радио-

астрономии выделено неск. узких спектральных полос, к-рые исполь­зуются также для косм. связи, радио­локации, метеорологии, кроме того для любительской связи.

Волны УВЧ и СВЧ (1000 МГц ¾ 10000 МГц) распространяются в ос­новном в пределах прямой видимости и характеризуются низким уровнем шумов. В этом диапазоне при Р. р. играют роль известные области макс. поглощения и частоты излучения хим. элементов (напр., линии водорода вблизи от 1420 МГц). В этом диапа­зоне размещены многоканальные си­стемы широкополосной связи для пе­редачи телефонных и телевизионных сигналов. Высокая направленность ан­тенн позволяет использовать низкий уровень мощности в радиорелейных системах, а тропосферное рассеяние обеспечивает дальность радиосвязи ~800 км. Этот диапазон используется в радионавигац. и радиолокац. службах. Для радиоастрономии выделены полосы частот для наблюдения за атомарным водородом, радикалом ОН и континуальным излучением. Для косм. радиосвязи полоса частот ~1000—10 000 МГц — наиболее важ­ная часть радиодиапазона.

Волны СВЧ (>10 ГГц) распрост­раняются только в пределах прямой видимости. Потери в этом диапазоне неск. выше, чем на более низких частотах, причём на их величину сильно влияет кол-во осадков. Рост потерь на этих частотах частично ком­пенсируется возрастанием эффектив­ности антенных систем. СВЧ исполь­зуются в радиолокации, радионави­гации и метеорологии. На линиях связи между поверхностью Земли и космосом могут использоваться ча­стоты <20 ГГц. Для связи в космосе могут применяться значительно более высокие частоты. При этом отсутст­вуют взаимные помехи между косм. и некосм. службами. Диапазон СВЧ важен также для радиоастрономии.

• Г и н з б у р г В. Л., Распространение электромагнитных волн в плазме, 2 изд., М., 1967; Ф о к В. А., Проблемы диффракции и распространения электромагнитных волн, М., 1970; Б р е х о в с к и х Л. М., Волны в слоистых средах, 2 изд., М., 1973; Татарский В. И,, Распространение волн в турбулентной атмосфере, М., 1967; Гуревич А. В., Шварцбург А. Б., Нелинейная теория распространения радио­волн в ионосфере, М., 1973; Железня­ков В. В., Электромагнитные волны в кос­мической плазме, М., 1977; Долуханов М. П., Распространение радиоволн, 4 изд., М., 1972.

П.   А.   Беспалов,   М.   Б.  Виноградова, Т.   А.   Гайлит.

РАССЕЯНИЕ ЗВУКА, возникновение дополнит. звуковых полей в резуль­тате дифракции звука на препятст­виях, помещённых в среду, на неоднородностях среды, а также на неровных и неоднородных границах сред, Р. з. имеет место, если препятствия отличаются от среды либо сжи­маемостью, либо плотностью, либо

621

 

 

тем и другим. При Р. з. результиру­ющее звуковое поле можно предста­вить в виде суммы первичной звуковой волны (существовавшей в отсутствии препятствий) и рассеянной (вторич­ной) волны, возникшей в результате вз-ствия первичной волны с препят­ствиями. При наличии многих пре­пятствий волны, рассечённые каждым из них, рассеиваются повторно и многократно др. препятствиями.

Рассеивающую способность пре­пятствия характеризуют сечением рас­сеяния s — отношением мощности рас­сеянных волн к плотности потока энергии в первичной волне. Для пре­пятствий, сравнимых с длиной волны или больших её, s по порядку ве­личины равно площади S поперечного сечения тела перпендикулярно на­правлению падения первичной волны. Для малых препятствий величина а мала по сравнению с S и отношение s/S~(ka)⁴, где k — волновое число звука, а — линейный размер тела. Особый случай — Р. з. на газовом пузырьке в жидкости при его резо­нансных пульсационных колебаниях: в этом случае s>>S.

Р. з. на случайных неоднородностях среды вызывает расплывание звуко­вого пучка, что приводит к затуханию звука по мере его распространения. На высоких частотах Р. з. на кристал­литах в поликрист. телах позволяет обнаруживать области крупнозернистости, создающие мешающий фон (т. н. структурный шум) при УЗ де­фектоскопии. В гидроакустике су­щественно Р. з. на неоднородностях водной среды, на рыбах, планктоне и др. биол. объектах в водной толще, а также на неровной поверхности волнующегося моря и на неровном и неоднородном дне (объёмная, поверх­ностная и донная реверберация). Мор­ская реверберация может маскировать акустич. сигнал, отражающийся от обнаруживаемого объекта при гид­ролокации.

При падении плоской волны на плоскую периодически неровную или периодически неоднородную поверх­ность, помимо зеркально отражённой волны, образуются рассеянные пло­ские волны, бегущие в дискретных направлениях, определяемых углом падения первичной волны, её длиной К и периодом неровности или неодно­родности А. Если L<l/2, рассеян­ные волны отсутствуют и влияние неровностей или неоднородностей про­является лишь в нек-ром возмущении суммарного поля падающей и зер­кально отражённой волны вблизи по­верхности, а также в нек-ром изме­нении фазы отражённой волны. Для статистически неровных или неодно­родных поверхностей Р. з. происходит по всем направлениям.

• Исакович   М.  А.,   Общая акустика, .,  1973; Акустика океана,  под ред. Л. М. Бреховских, М., 1974.         М. А. Исакович.

РАССЕЯНИЕ МИКРОЧАСТИЦ, про­цесс столкновения ч-ц, в результате к-рого меняются импульсы ч-ц (у п р у г о е   р а с с е я н и е) или наряду с изменением импульсов меняются также внутр. состояния ч-ц (к в а з и- у п р у г и е   п р о ц е с с ы) либо об­разуются др. ч-цы (н е у п р у г и е  п р о ц е с с ы).

Одна из осн. количеств. хар-к как упр. рассеяния, так и неупр. процес­сов, — эффективное         сечение процесса — величина, пропорциональ­ная вероятности процесса. Измерение сечений процессов позволяет изучать законы вз-ствия ч-ц, исследовать их структуру.

Классическая теория рассеяния. Со­гласно законам классич. нерелятив. механики, задачу рассеяния двух ч-ц с массами m₁ и m₂ можно свести путём перехода к системе центра инерции (с. ц. и.) сталкивающихся ч-ц к задаче рассеяния одной ч-цы с приведённой массой m=m₁m₂/(m₁+m₂) на непод­вижном силовом центре. Траектория ч-цы, проходящей через силовое поле (с центром О), искривляется — про­исходит рассеяние. Угол между нач. (p_нач) и конечным (p_кон) импульсами рассеиваемой ч-цы наз. у г л о м   р а с с е я н и я. Угол рассеяния зависит от вз-ствия между ч-цами и от при­цельного параметра r — расстояния, на к-ром ч-ца пролетала бы от сило­вого центра, если бы вз-ствие отсут­ствовало (рис. 1).

На опыте обычно направляют на Мишень из исследуемого в-ва пучок ч-ц. Число ч-ц dN, рассеянных в ед. времени на углы, лежащие в интер­вале q, q+dq, равно числу ч-ц, про­ходящих в ед. времени через кольцо с площадью ,2prdr. Если n — плот­ность потока падающих ч-ц, то dN=2prdr•n, а сечение упр. рассеяния da определяется как отношение dNln и равно:

Полное сечение рассеяния 0 получа­ется интегрированием (1) по всем прицельным параметрам. Если а — миним. прицельный параметр, при к-ром ч-ца не рассеивается, то s=pа².

Квантовая       теория       рассеяния.

В квант. теории упр. рассеяние и не­упр. процессы описываются матрич­ными элементами S-матрицы, или матрицы рассеяния (амплитудами про­цессов),— комплексными величинами, квадраты модуля к-рых пропорц. сечениям соответств. процессов. Через матричные элементы S-матрицы выра­жаются физ. величины, непосредст­венно измеряемые на опыте: сечение, поляризация частиц, асимметрия, ком­поненты тензора корреляции поляри­заций и т. д. С др. стороны, эти мат­ричные элементы могут быть вычис­лены при определённых предположе­ниях о виде вз-ствия. Сравнение ре­зультатов опыта с теор. предсказа­ниями позволяет проверить теорию.

Общие принципы инвариантности (инвариантность относительно враще­ний, пространственной инверсии, об­ращения времени и др.) существенно ограничивают возможный вид мат­ричных элементов процессов и по­зволяют получить проверяемые на опыте соотношения. Напр., из инва­риантности относительно вращений и пространств. инверсии, к-рым отве­чают законы сохранения момента кол-ва движения и чётности, следует, что поляризация конечной ч-цы, воз­никающая при рассеянии неполяри­зованных ч-ц, направлена по нормали к плоскости рассеяния (плоскости, проходящей через нач. и конечный импульсы ч-цы). Т. о., измеряя на­правление вектора поляризации, мож­но выяснить, сохраняется ли чётность во вз-ствии, обусловливающем про­цесс. Изотопическая инвариантность сильного вз-ствия приводит к соот­ношениям между сечениями разл. процессов, а также к запрету нек-рых процессов. Напр., при столкновении двух дейтронов не могут образоваться a-ч-ца и p°-мезон. Эксп. исследование этого процесса подтвердило справед­ливость изотопич. инвариантности.

Условие унитарности S-матрицы, являющееся следствием сохранения полной вероятности, также наклады­вает ограничения на матричные эле­менты процессов. Так, из этого ус­ловия вытекает оптическая теорема.

Из общих принципов квант. теории (микропричинности   условия,   реляти­вистской инвариантности и др.) сле­дует, что элементы S-матрицы — аналитич.   ф-ции      в   нек-рых   областях комплексных  переменных.   Аналитич­ность  S-матрицы  позволяет получить I ряд    соотношений    между    определяемыми   из   опыта   величинами — дисперсионные   соотношения,   Померанчука  теорему и др.

В случае упр. рассеяния бесспиновых ч-ц решение Шрёдингера уравнения для волн. ф-ции y(r) при r®¥ имеет вид:

Здесь r — расстояние между ч-цами, k=plћ — волновой вектор, р — им­пульс в с. ц. и. сталкивающихся ч-ц, q — угол рассеяния, f(q) — ампли­туда рассеяния, зависящая от угла рассеяния и энергии столкновения. Первый член в этом выражении опи­сывает падающие ч-цы, второй — рас­сеянные. Дифф. сечение рассеяния оп-

622

 

 

ределяется как отношение числа ч-ц, рассеянных за ед. времени в элемент телесного угла dW, к плотности потока падающих ч-ц. Сечение рассеяния на угол q (в с. ц. и.) в единичный телес­ный угол равно:

ds/dW=│f(q)│2.                (3)

Амплитуду рассеяния обычно раз­лагают в ряд по п а р ц и а л ь н ы м  в о л н а м — состояниям с определён­ным орбит. моментом l:

Здесь P_lcos(q) — полином Лежандра, S_l — комплексные ф-ции энергии, за­висящие от хар-ра вз-ствия и явл. элементами S-матрицы (в представ­лении, в к-ром диагональны энергия, момент импульса и его проекция). Если число падающих на центр ч-ц с моментом l равно числу идущих от центра ч-ц с тем же моментом (упр. рассеяние), то │S_l│=1. В общем слу­чае |S_l|£1. Эти условия — следствие условия унитарности S-матрицы. Если возможно только упр. рассеяние, то S_l=e^2idl и рассеяние в состояние с данным l характеризуется только од­ним веществ. параметром d_l — ф а з о й   р а с с е я н и я. Если d_l=0 при нек-ром l, то рассеяние в состоя­ние с орбит. моментом l отсутствует. Полное сечение упр. рассеяния рав­но:

где s_l^упр — парц. сечение упр. рас­сеяния ч-ц с орбит. моментом l, l=1/k — дл. волны де Бройля ч-цы. При S_l=-1 сечение s_l^упр достигает максимума и равно:

при этом d_l=p/2 (резонанс в рас­сеянии). Т. о., при резонансе сечение процесса определяется де-бройлевской длиной волны l и для медл. ч-ц, для к-рых l>>R₀, где R₀—радиус действия сил, намного превосходит величину pR²₀ (классич. сечение рассеяния). Это яв­ление (необъяснимое с точки зрения классич. теории рассеяния) обуслов­лено волн. природой микрочастиц.

Др. проявлением волн. природы микрочастиц явл. д и ф р а к ц и о н н о е   р а с с е я н и е — упр. рассея­ние быстрых ч-ц на малые углы q~l/R₀ (при l<<R₀), обусловленное отклоне­нием де-бройлевских волн налетающих ч-ц в область геом. тени, возникающей за рассеивающей ч-цей (см. рис. в ст. Сечение). Т. о., дифракц. рассея­ние аналогично явлению дифракции света.

Зависимость сечения рассеяния от энергии вблизи резонанса определя­ется ф-лой Брейта — Вигнера:

где Е₀ — энергия, при к-рой сечение достигает максимума (положение ре­зонанса), а Г — ширина резонанса. При E=E₀+¹/₂Г сечение s_l равно

¹/₂s_l^макс.

Полное сечение всех неупр. про­цессов равно:

s^неупр=S^¥_l=0s_l^неупр,          (9)

s_l^неупр=pl²(2l+1)(1-| S_l |²).      (10)

Условие унитарности ограничивает величину парц. сечения для неупр. процессов:

s_l^неупр£pl²(2l+1).         (11)

Для короткодействующих потенциа­лов вз-ствия осн. роль играют фазы рассеяния с /l£R₀/l, где R₀ — радиус действия сил; величина /Я опре­деляет миним. расстояние, на к-рое может приблизиться к центру сил свободная ч-ца с моментом l (при­цельный параметр в квант. теории). При R₀/l<<1 (малые энергии) следует учитывать только парц. волну с l=0 (S-волну). Амплитуда рассеяния в этом случае равна,:

и сечение рассеяния не зависит от q — рассеяние сферически симметрич­но. При малых энергиях

kctgd₀ »-1/a+1/2r₀k².       (13)

Параметры а и r₀ наз. соотв. д л и н о й  р а с с е я н и я  и эффективным ра­диусом рассеяния. Их находят из опыта, и они явл. важными хар-ками сил, действующих между ч-цами. Дли­на рассеяния равна по величине и противоположна по знаку амплитуде рассеяния при k=0. Полное сечение рассеяния при k=0 равно: s₀=4pа².

Если у ч-ц имеется связ. состояние с малой энергией связи, то их рас­сеяние при R₀/l<<1 носит резонанс­ный хар-р. Типичный пример — рас­сеяние нейтронов протонами в со­стоянии с полным спином /=1, в к-ром система нейтрон — протон име­ет связ. состояние (дейтрон). В этом случае длина рассеяния а отрица­тельна, а сечение рассеяния зависит только от энергии связи.

Если параметр R₀/l невелик, фазы рассеяния могут быть получены из измеряемых на опыте сечений, поля­ризаций и др. величин. Эта проце­дура наз. ф а з о в ы м  а н а л и з о м. Найденные фазы рассеяния сравни­ваются с предсказаниями теории и позволяют получить важную инфор­мацию о хар-ре вз-ствия.

Один из осн. приближённых ме­тодов теории рассеяния — возмущений теория. Если падающая плоская вол­на, описывающая нач. ч-цы, слабо возмущается потенциалом вз-ствия, то применимо т. н. б о р н о в с к о е  п р и б л и ж е н и е (первый член ря­да теории возмущений). Амплитуда упр. рассеяния в борновском при­ближении равна:

где q=2ksin(q/2), V(r) — потенциал вз-ствия.

Для описания процессов рассеяния при высоких энергиях используются методы квант. теории поля, в частно­сти метод Фейнмана диаграмм. Напр., упр. рассеяние эл-нов (е^-) протонами (р) в низшем порядке теории возму­щений обусловлено обменом фотоном между эл-ном и протоном (диаграмма Фейнмана, рис. 2). В выражении для сечения этого процесса входят зарядовый и магнитный формфакторы протона — величины, характеризую­щие распределение электрич. заряда и магн. момента протона. Информация о них может быть получена непо­средственно из эксп. значений сече­ния упр. рассеяния эл-нов протонами. При достаточно высоких энергиях наряду с упругим е^-р-рассеянием становятся возможными неупр. про­цессы образования адронов. Если на опыте регистрируются только рас­сеянные эл-ны, то тем самым изме­ряется сумма сечений всех возможных процессов е^-+р®е⁺+Х (сечение ин­клюзивного процесса), где X — любая возможная совокупность образующих­ся в реакции адронов. Эти опыты по­зволили получить важную инфор­мацию о структуре нуклона.

• Ландау Л. Д.. Л и ф ш и ц Е. М., Краткий курс теоретической физики, кн. 2 — Квантовая механика, М., 1972; С и т е н к о А. Г., Лекции по теории рассеяния, К., 1971. См. также лит. при ст. Квантовая механика.                         

С. М. Биленький.

РАССЕЯНИЕ СВЕТА, изменение к.-л. хар-ки потока оптического излучения (с в е т а) при его вз-ствии с в-вом. Этими хар-ками могут быть про­странств. распределение интенсивно­сти, частотный спектр, поляризация света. Часто Р. с. наз. только явление несобств. свечения среды, обусловлен­ное рассеянием на пространств. неоднородностях среды.

Последоват. описание Р. с. воз­можно в рамках квант. теории вз-ствия излучения с в-вом, основанной на квантовой электродинамике и квант. представлениях о строении в-ва. В этой теории единичный акт Р. с. рас­сматривается как поглощение ч-цей в-ва падающего фотона с энергией ћw, импульсом (кол-вом движения) ћk и поляризацией m, а затем испу­скание фотона с энергией ћw', импуль­сом ћk' и поляризацией m'. Здесь w и w' — частоты падающего и рас­сеянного излучений, k и k' — вол­новые векторы. Если энергия испу­щенного фотона равна энергии по­глощённого (т. е. при w=w'), Р. с. наз. р э л е е в с к и м, или  у п р у г и м. При w¹w' Р. с. сопровожда­ется перераспределением энергии меж­ду излучением и в-вом и его наз. неупругим.

623

 

 

Во мн. случаях оказывается до­статочным описание Р. с. в рамках волн. теории излучения. С точки зрения этой теории падающая свето­вая волна возбуждает в ч-цах среды вынужденные колебания электрич. за­рядов («токи»), к-рые становятся ис­точниками вторичных световых волн.

Количеств. хар-кой Р. с. при клас­сич. и при квант. описании явл. д и ф ф е р е н ц и а л ь н о е  с е ч е н и е  р а с с е я н и я  ds, определя­емое как отношение потока излучения dJ, рассеянного в малый элемент телесного угла dW, к величине J₀ падающего потока: da=dJ/J₀. П о л н о е  с е ч е н и е  р а с с е я н и я s есть сумма da по всем направлениям, т. е. по всем dW (сечение имеет раз­мерность см²). При упругом рас­сеянии можно считать, что s — раз­мер площадки, «не пропускающей свет» в направлении его первона­чального распространения. Неполной, но наглядной хар-кой Р. с. служит индикатриса рассеяния — кривая, графически отображающая зависи­мость интенсивности рассеянного све­та от угла рассеяния.

Вследствие разнообразия факторов, определяющих Р. с., трудно развить единый детальный способ его описа­ния для разл. случаев. Поэтому рас­сматривают идеализированные ситуа­ции с разной степенью адекватности самому явлению.

Р. с. о т д е л ь н ы м  э л е к т р о н о м  с большой точностью явл. уп­ругим процессом, для к-рого s не зависит от w (т. н. т о м с о н о в с к о е Р. с.): s=(8p/3)r²₀=6,65•10^-25см²(где r₀=e²/mc² — т. н. классич. радиус эл-на, много меньший длины волны света; e и m — заряд и масса эл-на). Индикатриса рассеяния неполяризо­ванного света в этом случае такова, что интенсивность света, рассеянного вперёд или назад (под углами 0° и 180°), вдвое больше, чем под углом 90°.

Осн. особенность Р. с. о т д. а т о м о м — сильная зависимость сече­ния рассеяния от частоты. Если ча­стота w падающего света мала по сравнению с частотой w₀ собств. ко­лебаний ат. эл-нов (соответствующей частоте собств. поглощения атома), то s~w⁴ или s~l^-4 (l — длина волны света). Эта зависимость, найденная на основе представления об атоме как об электрич. диполе, колеблю­щемся в поле световой волны, наз. Рэлея законом. При w»w₀ сечения резко возрастают, достигая при ре­зонансе w=w₀) очень больших зна­чений s~l²~10^-10 см². Резонансное Р. с. по существу явл. р е з о н а н с н о й  ф л у о р е с ц е н ц и е й (см. Люминесценция). Индикатриса рассея­ния неполяризованного света атомами аналогична описанной для свободных

эл-нов.   Р.   с.   отд.   атомами наблюда­ется в разреженных газах.

При Р. с.  м о л е к у л а м и  наряду с рэлеевскими (несмещёнными) линиями в спектре рассеяния появляются линии неупругого Р. с. (с м е щ ё н н ы е  по  ч а с т о т е). Относит. сме­щения |w-w₀'|/w~10^-3—10^-5, а ин­тенсивность смещённых линий состав­ляет лишь 10^-3—10^-6 интенсивности рэлеевской. Неупругое Р. с. моле­кулами наз. комбинационным рас­сеянием света.

Р. с. мелкими частицами обусловливает класс явлений, к-рые можно описать на основе теории дифракции света на диэлектрич. ч-цах. Мн. характерные особенности Р. с. ч-цами удаётся проследить в рамках строгой теории, разработанной для сферич. ч-ц англ. учёным А. Лявом (1889) и нем. учёным Г. Ми (1908, т е о р и я  М и). Когда радиус ч-цы r много меньше длины волны света l_n в в-ве, Р. с. на ней аналогично нерезонансному Р. с. атомом. Сечение (и интенсивность) Р. с. в этом случае сильно зависит от r и от разности диэлектрических проницавмостей e и e₀ рассеивающего в-ва и окружающей среды: s~l_n^-4r⁶(e-e₀)² (англ. физик Дж. У. Рэлей, 1871). С увеличением r до r~l_n и более (при условии e>1) в индикатрисе рассеяния появляются резкие максимумы и минимумы • вблизи т. н. р е з о н а н с о в  М и (2r=ml_n, m=1, 2, 3, . . .) сечения сильно возрастают и становятся рав­ными 6pr²; рассеяние вперёд усили­вается, назад — ослабевает; зависи­мость поляризации света от угла рассеяния значительно усложняется.

Р. с. б о л ь ш и м и  ч а с т и ц а м и (r>>l_n) рассматривают на основе законов геометрической оптики с учё­том интерференции лучей, отражён­ных и преломлённых на поверхностях ч-ц. Важная особенность этого слу­чая — периодический (по углу) ха­рактер индикатрисы рассеяния и пе­риодич. зависимость сечения от пара­метра r/l_n. Р. с. на крупных ч-цах обусловливает ореолы, радуги, гало и др. явления, происходящие в аэро­золях, туманах и пр.

Р. с. средами, состоящими из боль­шого числа ч-ц, существенно отлича­ется от Р. с. отд. ч-цами. Это свя­зано, во-первых, с интерференцией волн, рассеянных отд. ч-цами, между собой и падающей волной; во-вторых, во мн. случаях важны эффекты мно­гократного рассеяния (переизлуче­ния), когда свет, рассеянный одной ч-цей, вновь рассеивается другими; в-третьих, вз-ствие ч-ц друг с другом не позволяет считать их движения независимыми.

Л. И. Мандельштам показал (1907), что принципиально необходимым для Р. с. в сплошной среде явл. нарушение её оптич. однородности, при к-ром преломления показатель среды не по­стоянен, а меняется от точки к точке.

В безграничной и полностью одно­родной среде волны, упруго рассеян­ные отд. ч-цами по всем направле­ниям, не совпадающим с направле­нием первичной волны, взаимно «га­сятся» в результате интерференции. Оптич. неоднородностями (кроме гра­ниц среды) явл. включения инород­ных ч-ц, а при их отсутствии — флук­туации плотности, анизотропии и концентрации, к-рые возникают в силу статистич. природы теплового движения ч-ц.

Если фаза рассеянной волны одно­значно определяется фазой падающей волны, Р. с. наз. к о г е р е н т н ы м, в противном случае — н е к о г е р е н т н ы м. По ист. традиции Р. с. отд. молекулой (атомом) часто наз. когерентным, если оно рэлеевское, и некогерентным, если оно неупруго. Такое деление условно: рэлеевское Р. с. может являться некогерентным процессом так же, как и комбина­ционное. Строгое решение вопроса о когерентности при Р. с. тесно связано с понятием квантовой когерентности и статистикой излучения (см. Стати­стическая оптика). Резкое различие в пространств. распределении коге­рентного и некогерентного рассеян­ного света обусловлено тем, что при некогерентном Р. с. вследствие нере­гулярного, случайного распределения неоднородностей в среде фазы вторич­ных волн случайны по отношению друг к другу; поэтому при интерференции не происходит полного вза­имного гашения волн, распространя­ющихся в произвольном направлении.

Впервые на Р. с. тепловыми флуктуациями  (его наз.  м о л е к у л я р н ы м    Р. с.)   указал  польск.   физик М. Смолуховский в 1908. Он развил теорию    мол.    Р.    с.    разреженными газами,   в   к-рых  положение   каждой отд. ч-цы можно с хорошей степенью точности   считать   не   зависящим   от положений др. ч-ц, что явл. причиной случайности   фаз   волн,    рассеянных каждой  ч-цей.   Вз-ствием  ч-ц между собой  в  ряде  случаев  можно  прене­бречь.    Это   позволяет   считать,   что интенсивность света, некогерентно рас­сеянного коллективом ч-ц,  есть про­стая сумма интенсивностей света, рас­сеянного отд. ч-цами. Суммарная ин­тенсивность    пропорциональна   плот­ности  газа.  В   оптич.  тонких средах (см.   Оптическая   толщина)  Р.   с. со­храняет мн. черты, свойственные Р. с. отд.   молекулами   (атомами).   Так,  в атмосфере   Земли   сечение   рассеяния солнечного света на флуктуациях плот­ности  характеризуется  той же  зави­симостью s~l^-4, что и нерезонансное Р.  с.  отд.  ч-цами.  Этим объясняется цвет   неба:    высокочастотную   (голу­бую)   составляющую   спектра   лучей Солнца атмосфера рассеивает гораздо сильнее,   чем   низкочастотную   (крас­ную).   [В   оптически  плотных средах чрезвычайно существенным становит­ся многократное рассеяние (переизлу­чение).] Весьма сложная картина воз-

624

 

 

никает при резонансной флуоресцен­ции в том случае, когда в объёме, равном l³, находится большое число ч-ц. В этих условиях коллективные эффекты становятся определяющими; Р. с. может происходить по необыч­ному для газа типу, напр. приобре­тает характер металлич. отражения от поверхности газа.

Мол. Р. с. чистыми, без примесей, тв. и жидкими средами отличается от нерезонансного Р. с. газами вслед­ствие коллективного характера флук­туации показателя преломления (обус­ловленных флуктуациями плотности и темп-ры среды при наличии доста­точно сильного вз-ствия ч-ц друг с другом). Теорию упругого Р. с. жид­костями развил в 1910, исходя из идей М. Смолуховского, А. Эйнштейн. Эта теория основывалась на предпо­ложении, что размеры оптич. неоднородностей в среде малы по сравнению с длиной волны света. Вблизи  к р и т и ч е с к и х  т о ч е к (см. Критиче­ское состояние) фазовых переходов интенсивность флуктуации значитель­но возрастает и размеры областей неоднородностей становятся сравнимы с длиной волны света, что приводит к резкому усилению Р. с. средой -опалесценции критической, осложнён­ной явлением переизлучения.

В растворах дополнит. причиной Р. с. явл. флуктуации концентрации; на поверхности раздела двух несме­шивающихся жидкостей — флуктуа­ции этой поверхности (Мандельштам, 1913). Вблизи критич. точек (точки осаждения в первом случае, точки расслоения во втором) возникают яв­ления, родственные критич. опалесценции.

Движение областей неоднородно­стей среды приводит к появлению в спектрах Р. с. смещённых по частоте линий. Типичным примером может служить Р. с. на упругих волнах плотности (гиперзвуке) — т. н. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние.

Всё сказанное выше относилось к Р. с. сравнительно малой интенсив­ности. В 60—70-е гг. 20 в. после со­здания сверхмощных источников оп­тич. излучения узкого спектрального состава (лазеров) стало возможным изучение рассеяния чрезвычайно силь­ных световых потоков, к-рому свой­ственны характерные отличия. Так, напр., при резонансном рассеянии сильного монохроматического света на отд. атоме вместо рэлеевских линий появляются дублеты — две близко расположенные линии (в данном слу­чае свет рассеивает атом, состояние к-рого уже изменено действием силь­ного эл.-магн. поля). Др. особен­ность рассеяния сильного света за­ключается в интенсивном характере т. н. вынужденных процессов в в-ве, резко меняющих хар-ки Р. с. (под­робнее см. в статьях Вынужденное рассеяние света и Нелинейная оптика).

Явление Р. с. широко используется при самых разнообразных исследованиях в физике, химии, в разл. обла­стях техники. Спектры Р. с. позво­ляют определять мол. и ат. хар-ки в-в, их упругие, релаксационные и др. постоянные. В ряде случаев эти спектры явл. единственным источни­ком информации о запрещённых пере­ходах (см. Запрещённые линии) в молекулах. На Р. с. основаны мн. методы определения размеров и формы мелких ч-ц, что особенно важно, напр., при измерении атм. видимости и при исследовании полимерных растворов. Процессы вынужденного Р. с. лежат в основе лазерной спектроскопии и ши­роко используются в лазерах с пере­страиваемой частотой.

• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976; Волькенштейн М. В., Моле­кулярная оптика, М.— Л., 1951; Хюлст Г., Рассеяние света малыми частицами, пер. с англ., М., 1961; Ф а б е л и н с к и й И. Л., Молекулярное рассеяние света, М., 1965; Пантел Р., П у т х о ф Г., Основы кван­товой электроники, пер. с англ., М., 1972. С. Г. Пржибельский,

РАССЕЯНИЯ КОЭФФИЦИЕНТ в оп­тике, безразмерное отношение потока излучения, рассеиваемого данным те­лом, к падающему на него потоку из­лучения. См. также Рассеяние света.

РАССЕЯНИЯ ПОКАЗАТЕЛЬ среды в оптике, величина, обратная расстоя­нию, на к-ром поток излучения в виде параллельного пучка лучей ослабля­ется за счёт рассеяния света в среде в 10 (десятичный Р. п.) или в е (нату­ральный Р. п.) раз. Р. п. существенно зависит от l, (частоты n) рассеиваемого оптического излучения. См. Рассеяние света.

РАСТР (растровая система) (от лат. rastrum — грабли, мотыга), система, состоящая из большого числа одно­типных элементов (отверстий, линз, призм, частичек в-ва и т. д.), опреде­лённым образом расположенных на к.-л. поверхности и служащая для структурного преобразования направ­ленного пучка света. В зависимости от вида элементов Р. подразделяются на щелевые, линзовые, призматические и т. д. Поверхность Р. может быть плос­кой, конич., сферич. и др. формы. По хар-ру распределения растровых элементов различают Р.  р е г у л я р н ы е, в к-рых элементы расположены в определённом порядке, и н е р е г у л я р н ы е. Регулярные Р. подразде­ляются на параллельные, радиальные, круговые, сотовые (гексагональные) и др. Р. с элементами, не изменяющими хода падающих на них лучей, наз. механическими (щелевые). Р., фоку­сирующие лучи, наз. о п т и ч е с к и м и (зеркальные, линзовые). По хар-ру вз-ствия со световым пучком Р. подразделяются на светопропускающие (прозрачные Р.) и светоотражаю­щие (отражающие Р.). Наиб. широко применяются оптич. плоские Р. со сферич., цилиндрич. или конич. лин­зовыми элементами.

На практике используются следую­щие осн. св-ва Р.: м н о ж а щ е е, позволяющее получать большое число одинаковых оптич. изображений одного и того же предмета (рис.); а н а л и з и р у ю щ е е, заключающееся в способности Р. разлагать оптич. изоб­ражение на большое число элем. частей (точек, линий и т. п.); и н т е г р и р у ю щ е е, обратное анализирую­щему, определяющее способность Р. воссоздавать одно (целостное) пространств. изображение предмета из его элем. частей.

Схема, поясняющая множащее св-во растра. Растр позволяет получать изображение объекта в пр-ве изображений (на экране) и в пр-ве предметов.

 

Р. применяется в полиграфии для печатания полутоновых чёрно-белых и цветных изображений; в фотографии — для получения стереоскопич. и (или) цветных изображений; в науч. фото­графии, напр. для высокоскоростной растровой фоторегистрации, и во мн. др. областях науки и техники.

Осн. методы изготовления Р.— механический и фотографический. Первый состоит в прессовке или отлив­ке пластмассы (часто на стеклянной подложке) с помощью заранее подготовл. матрицы. При фотогр. методе растры изготавливают путём задубливания светочувствит. желатины, поли­той на стекло.

• Валюс Н.А., Растровые оптиче­ские приборы, М., 1966.

РАСТРОВЫЙ ЭЛЕКТРОННЫЙ МИК­РОСКОП, см. Электронный мик­роскоп.

РАСТЯЖЕНИЕ (сжатие), простейшая деформация, возникающая в призматич. брусе, когда к его концу (торцу) приложена система сил, приводящая к силе F, направленной вдоль оси бру­са. При Р. поперечные сечения оста­ются плоскими, а норм. напряжения а в поперечном сечении распределены равномерно и равны: s=F/S, где S — площадь поперечного сечения. Удли­нение Dl бруса длины l при упругих деформациях определяется ф-лой Dl= Fl/ES, где ES — жёсткость при Р., Е — модуль упругости. При удли­нении бруса его поперечное сечение уменьшается. Отношение относит. уменьшения поперечного сечения e' к относит. удлинению e упругого бруса численно равно к о э ф ф и ц и е н т у  П у а с с о н а v. Зависи­мость между s и e служит механич. хар-кой материала; она находится из

625

 

 

опытов на испытат. машинах. В пре­делах линейной упругости s=Еe. Если 0 больше предела текучести s_s, за­висимость между s и e более сложная (см. Пластичность).        

И. В. Кеппен.

РАСХОД жидкости (газа), количество жидкости (газа), протекающее в еди­ницу времени через поперечное сече­ние потока. Если кол-во в-ва измеря­ется по объёму протекающей жидко­сти, то Р. наз. объёмным (Q₀), если же по массе жидкости, то массовым (Q_м). Для установившегося потока Р. опре­деляется выражениями Q₀=vS и Q_м=rQ₀, где S — пл. поперечного сечения потока, r — плотность в-ва, v — ср. скорость в сечении. Для пото­ка, протекающего по трубопроводу, объёмный Р. несжимаемой жидкости постоянен во всех сечениях, а для сжимаемой жидкости неизменен вдоль потока массовый Р.

РАСХОДИМОСТИ, краткое наимено­вание матем. трудностей аппарата квантовой теории поля (КТП), заклю­чающихся в том, что выражения для нек-рых наблюдаемых на опыте физ. величин, вычисленные по теории воз­мущений, получаются бесконечно боль­шими. Существуют два типа Р.: инф­ракрасные Р., возникающие при ин­тегрировании по четырёхмерным им­пульсам р (т. е. трёхмерным импуль­сам и энергиям) в области малых р, и ультрафиолетовые Р.— в области больших р. Инфракрасные Р. типичны для вз-ствий, в к-рых участвуют без­массовые дальнодействующие поля, напр. электромагнитное, и отражают трудности классич, электродинамики, обусловленные медл. спаданием эл.-магн. потенциалов на больших рас­стояниях от источника. Ультрафиоле­товые Р. присущи всем вз-ствиям релятив. полей и обусловлены их лока­льным хар-ром (см. Локальное взаимо­действие). Эти Р. явл. отражением и обобщением трудностей классич. элек­тродинамики при описании точечных зарядов (напр., бесконечная собств. энергия точечного эл-на). Наличие ультрафиолетовых Р. в своё время было значит. препятствием для разви­тия КТП, в частности квантовой элек­тродинамики. Корректная их трак­товка и исключение из теор. выраже­ний для наблюдаемых на опыте вели­чин стали возможными в результате создания в кон. 40-х гг. метода пере­нормировок.                       

Д. В. Ширков.

РЕАКТОР-РАЗМНОЖИТЕЛЬ (бридер), ядерный реактор, в к-ром число образовавшихся делящихся ядер боль­ше числа уничтоженных, т. е. осуще­ствляется расширенное воспроизводст­во делящихся ядер. Циклы воспроиз­водства осн. на двух группах ядерных реакций. В ураново-плутониевом цик­ле неделящееся медленными нейтро­нами ядро ²³⁸U превращается в деля­щееся ядро ²³⁹Pu:

Р.-р. характеризуется коэфф. воспро­изводства К_в — отношением скорости образования делящихся ядер к ско­рости уничтожения. Для получения K_в>1 необходимо, чтобы на одно поглощение нейтрона ядром ²³⁹Pu при­ходилось больше двух рождающихся нейтронов (n>2). Из-за поглощения нейтронов в конструкц. материалах и продуктах деления необходимо n>2,2—2,3 (см. Ядерные цепные реак­ции). Когда ядро ²³⁹Pu поглощает медленный нейтрон, возникает n=2,0 нейтрона; если оно поглощает быстрый нейтрон (500 кэВ), n=2,7 нейтрона. Ядра ²³⁸U делятся нейтронами с энер­гией ξ>1,5 МэВ; возникшие при этом нейтроны (n~2,5) вносят дополнит. вклад в К_в. Наиболее перспективными оказались Р.-р. на быстрых нейтро­нах с уран-плутониевым циклом: К_в=1,2—1,6. Пока в реакторах на быстрых нейтронах используют в ка­честве горючего ²³⁹U, но в будущем в них будет сжигаться смесь ²³⁸U и ²³⁹Pu.

В ториевом цикле ядро неделящего­ся ²³²Th, захватывая нейтрон, пре­вращается в итоге в делящееся ядро

²³³U:

Для Р.-р. на тепловых нейтронах и ториево-урановом цикле K_в=1,0 —1,1. Для получения необходимого кол-ва ²³³U реактор должен начать работу на ²³⁵U или ²³⁹Pu.

В Р.-р. активная зона окружена слоем из воспроизводящего вещест­ва, наз. зоной воспроизводства. Через реактор прокачивается жидкий Na, к-рый практически не замедляет бы­стрых нейтронов, но хорошо отводит тепло. Проектируемые Р.-р. с гелиевым теплоносителем будут обладать наивысшими К_в. Мощность Р.-р. может регулироваться перемещением стержней с ²³⁸U.

Если ядерные реакторы на тепло­вых нейтронах могут «сжечь» 0,5—1% урана, то использование Р.-р. увели­чивает это число в десятки раз. Тем самым создаётся более надёжная сы­рьевая база для развития ядерной энергетики.

• Сиборг Г., Блум Д., Быстрые бридерные реакторы, пер. с англ., «УФН», 1972, т. 106, в. 1, с. 85—99; Казачковский О. Д. [и др.], Программа и состоя­ние работ по быстрым реакторам в СССР, «Атомная энергия», 1977, т. 43, №5, с. 343; Петросьянц А. М., Ядерная энерге­тика, 2 изд., М., 1981.       

А. Д. Галанин.

РЕАКЦИИ СВЯЗЕЙ, для связей, осу­ществляемых с помощью к.-н. тел (см. Связи механические),— силы воздей­ствия этих тел на точки механич. си­стемы. В отличие от активных сил, Р. с. явл. величинами заранее неизвестными; они зависят не только от вида связей, но и от действующих на систему активных сил, а при движе­нии — ещё и от закона движения си­стемы и определяются в результате решения соответствующих задач ме­ханики.

Направления Р. с. в нек-рых случа­ях определяются видом связей. Так, ес­ли в силу наложенных связей точка

Рис. 1. Примеры связей R, наложенных на тело Р: а — гладкая поверхность; б — гладкая опора; в — нерастяжимая гибкая нить.

Рис. 2. Примеры реакции связи: а — с дву­мя, б — с тремя неизвестными составляю­щими.

 

системы вынуждена всё время оставать­ся на заданной гладкой (лишённой тре­ния) поверхности, то Р. с. R направ­лена по нормали n к этой поверхности (рис. 1). На рис. 2 показаны: а -гладкий цилиндрич. шарнир (подшип­ник), для к-рого неизвестны две (R_x и R_y), и б — гладкий сферич. шарнир, 'для к-рого неизвестны все три (R_x, R_y, R_z) составляющие P. c. Для шероховатой поверхности Р. с. имеет две составляющие: нормальную и касательную, называемую силой трения.

В общем случае при решении задач динамики пользуются принципом освобождаемости, т. е. несвободную ме­ханич, систему рассматривают как свободную, прилагая к её точкам нек-рые силы, подобранные так, чтобы во всё время движения системы выполня­лись условия, налагаемые на неё связями; эти силы и наз. Р. с.

С.   М.   Тарг.

РЕАКЦИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ (радиа­ционное трение), сила, действующая на электрон или др. заряженную частицу со стороны создаваемого им поля электромагнитного излучения. Движение заряда с ускорением приво­дит к излучению эл.-магн. волн, поэто­му система движущихся с ускорением зарядов не явл. замкнутой — в ней не сохраняются энергия и импульс, Такая система ведёт себя как меха­нич. система при наличии сил трения (диссипативная система), к-рые вво­дятся для описания факта несохране­ния энергии в системе вследствие её вз-ствия со средой. Аналогично пере­дачу энергии (и импульса) заряж ч-цей эл.-магн. полю излучения можно

626

 

 

описать как «лучистое трение». Зная теряемую в ед. времени энергию (ин­тенсивность излучения; см. Излуче­ние), можно определить силу трения. Для эл-на, движущегося в огранич. области пр-ва со ср. скоростью, малой по сравнению со скоростью света в вакууме с, сила трения выражается ф-лой (полученной впервые голл. фи­зиком X. Лоренцем): F=(2e²/3c³)da/dt, где а — ускорение. Р. и. при­водит к затуханию колебаний заряда, что проявляется в уширении спектр. линии излучения (т. н. естеств. ши­рина линии).

Р. и. представляет собой часть силы, действующей на заряд со стороны созданного им эл.-магн. поля (само­действия). Необходимость её учёта приводит к принцип. трудностям, тесно связанным с проблемой структу­ры эл-на, природы его массы и др. При строгой постановке задачи следует рассматривать динамич. систему из зарядов и эл.-магн. поля, к-рая описы­вается двумя системами ур-ний: ур-ниями движения ч-ц в поле и ур-ния­ми поля, определяемого расположе­нием и движением заряж. ч-ц. Однако практически имеет смысл лишь приб­лижённая постановка задачи методом последоват. приближений. Напр., сна­чала находится движение эл-на в за­данном поле (без учёта собств. поля), затем — поле заряда по его заданному движению и далее, в кач-ве поправ­ки,— влияние этого поля на движение заряда, т. е. Р. и. Такой метод даёт хорошие результаты для излучения с длиной волны l>>r₀=е²/mc² (где m — масса эл-на, r₀»2•10^{-13 см — его «классич. радиус»). Реально уже при} l порядка комптоновской длины волны эл-на ћ/mc~10^{-11 см необходимо учитывать квантовые эффекты. По­этому приближённый метод учёта Р. и. справедлив во всей области приме­нимости классической электродина­мики.}

В квант. электродинамике — тот же подход к проблеме (осн. на методе по­следоват. приближений, т. е. методе возмущений теории), но её методы позволяют учесть Р. и. практически с любой степенью точности, причём не только «диссипативную» часть Р. и. (обусловливающую уширение спектр. линий), но и «потенц.» часть — эфф. изменение внеш. поля, в к-ром движет­ся эл-н. Это проявляется в изменении уровней энергии, а также эфф. сече­ний процессов столкновений ч-ц (см. Сдвиг уровней, Радиационные поправ­ки).

• Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретиче­ская физика, т. 2).          

В. Б. Берестецкий.

РЕАЛЬНЫЙ ГАЗ, газ, св-ва к-рого (в отличие от идеального газа) зависят от вз-ствия молекул. В обычных ус­ловиях, когда ср. потенц. энергия межмолекулярного  взаимодействия много меньше ср. кинетич. энергии молекул, св-ва Р. г. и идеального раз­личаются незначительно (см. Газ).

Св-ва этих газов резко различны при высоких давлениях и низких темп-рах, когда начинают проявлять­ся квант. эффекты.

РЕВЕРБЕРАЦИОННАЯ КАМЕРА, по­мещение для акустич. измерений, в к-ром звук по возможности полностью отражается от ограждающих поверх­ностей и в каждой точке к-рого звук. давление в среднем одинаково, а приход звук. волн с разных направ­лений равновероятен. Для увеличения отражения внутр. поверхность Р. к. облицовывают материалами с мин. звукопоглощением. Диффузность звук. поля достигается неправильностью формы Р. к., созданием неровностей на стенах, а также развешиванием в случайном порядке отражающих эле­ментов. Обычно Р. к. изолируют от внеш. шумов и вибраций.

В Р. к. производят измерения ко­эфф. звукопоглощения материалов, градуировку измерит. микрофонов и шумомеров, измерения мощности из­лучения громкоговорителей, акустич. излучения машин и др. источников шума, субъективные исследования слуха. Две смежные Р. к. с общим проёмом в одной из стен применяются для изучения звукоизолирующих св-в разл. материалов и конструкций в архитектурной и строит. акустике. Качество Р. к. характеризуется вре­менем реверберации и равномерностью звук. поля.

• Блинова Л. П., Колесни­ков А. Е., Ланганс Л. Б., Акусти­ческие измерения, М., 1971.

РЕВЕРБЕРАЦИЯ (позднелат. reverberatio — отражение, от лат. reverbero — отбиваю, отбрасываю), процесс постепенного затухания звука в за­крытых помещениях после выключения его источника. Возд. объём помеще­ния представляет собой колебат. си­стему с очень большим числом собств. частот. Каждое из собств. колебаний характеризуется своим коэфф. за­тухания, зависящим от поглощения звука при его отражении от ограничи­вающих поверхностей и при его рас­пространении. Поэтому возбуждён­ные источником собств. колебания разл. частот затухают неодновремен­но. Р. оказывает значит. влияние на слышимость речи и музыки в поме­щении, т. к. слушатели воспринимают прямой звук на фоне ранее возбуждён­ных колебаний возд. объёма, спектр к-рых изменяется во времени в ре­зультате постепенного затухания от­дельных собств. колебаний.

Длительность Р. характеризуется в р е м е н е м  р е в е р б е р а ц и и, т. е. временем, в течение к-рого ин­тенсивность звука уменьшается в 10⁶ раз, а его уровень на 60 дБ. Вре­мя Р.— важнейший фактор, опреде­ляющий акустич. качество помеще­ния (см. также Архитектурная аку­стика). Оно тем больше, чем больше объём помещения (или время свобод­ного пробега звука) и чем меньше поглощение на ограничивающих поверхностях. Измеряют время Р., за­писывая процесс убывания уровня звукового давления после выключе­ния источника; для этого применяют самописцы с логарифмич. шкалой.

Р. наз. также послезвучание, на­блюдаемое в море в результате отраже­ния и рассеяния исходного звука от дна (донная Р.), взволнованной повер­хности (поверхностная Р.) и неоднородностей водной среды, рыб и др. биол. объектов (объёмная Р.).

• Беранек Л., Акустические изме­рения, пер. с англ., М., 1952; Ф у р д у е в В. В., Акустические основы вещания, М., 1960.

РЕДЖЕ ПОЛЮСОВ МЕТОД (комплекс­ных угловых моментов метод), в квант. механике и в квант. теории поля (КТП) — метод описания и исследо­вания рассеяния элем. ч-ц, основанный на формальном аналитич. продолже­нии парциальных амплитуд из обла­сти физ. значений момента кол-ва движения M=ћJ, J= 0, 1, 2, ..., в область комплексных значений J. Р. п. м. был введён итал. физиком Т. Редже (Т. Regge) при изучении аналитич. св-в квантовомеханич. ам­плитуды рассеяния. Матем. исследо­вания процесса рассеяния показали, что резонансы и связанные состояния в амплитуде рассеяния появляются сериями, каждую из к-рых характе­ризует нек-рая функцион. зависимость между моментом I и квадратом массы (в энергетич. единицах) t:J=a(t). При этом резонансы данной серии воз­никают только при тех массах, для к-рых ф-ция a(t) равна целому неотрицат. числу (0, 1, 2, ...), выступаю­щему как спин резонанса. Эта функ­цион. зависимость была названа  т р а е к т о р и е й  п о л ю с а  Р е д ж е вследствие того, что в парциальной ам­плитуде рассеяния это явление опи­сывается слагаемыми, имеющими вид полюса:

b(t)1/(J-a(t)),            (1)

где b(t) — вычет полюса Редже. В об­ласти значений t, где a(t) действитель­на, целочисл. значения a(t) соответ­ствуют стабильным связанным со­стояниям. При больших значениях t, превышающих границу сплошного спектра в задаче рассеяния (кинетич. энергия ч-цы ξ_кин>0), ф-ция a(t) ста­новится комплексной: a(t)=Rea(t)+iIma(t) (где Re — действительная, Im — мнимая часть). В этом случае ф-ла (1) приобретает вид брейт-вигнеровского резонанса, причём Rea(t) продолжает определять положение теперь уже резонансного уровня, а Ima(t) оказывается пропорц. полной ширине уровня Г, т. е. определяет время жизни резонанса. Эта же ф-ция a(t) определяет и асимптотику про­должения амплитуды рассеяния в об­ласть больших нефиз. значений квад­рата переданного четырёхмерного им-

627

 

 

пульса (4-импульса) s (при фиксиро­ванном значении квадрата энергии t):

f(t,s)~b(t)(-s)^a(t).         (2)

В КТП Р. п. м. не имеет строгого теор. обоснования и используется как феноменологич. схема. В силу спе­цифич. св-ва КТП — перекрёстной симметрии Р. п. м. приобретает более

глубокое физ. содержание. Если амплитуду процесса а+с^~®b^~+d (рис. 1, а), зависящую от квадрата пол­ной энергии в системе центра инерции (с. ц. и.) ч-ц а и с t=(p_a+p_c^~)² и квадрата передачи 4-импульса s= (р_а-p_b^~)², аналитически продол­жить в область нефиз. больших зна­чений s, то она описывает асимпто­тику перекрёстного процесса в s-канале, т. е. a+b®c+d c квадратом энергии в с. ц. и. s= (р_а+р_b)² и квадратом передачи 4-импульса t=(р_а-р_с)² (рис. 1,б). Отсюда следует, что в области больших энергий (s>>1ГэВ²) дифф. сечение:

где a(t) — продолжение траектории Редже в физ. область процесса а+b®c+d (т. е. в область отрицат. квадратов масс t). Графически это изображается так, как будто ч-цы, рассеиваясь, обмениваются некой квазичастицей — т.н. реджеоном (R), спин к-рой зависит от передачи квадрата импульса (рис. 2).

Если частицы а и с обладают изо­топическим спином (I), странностью (S), барионным зарядом (В) и т. д., то возможны неск. траекторий Редже, также различающихся этими квант. числами. Асимптотич. же поведение сечения процесса определяется пере­дачей квант. чисел в t-канале (т. е. квант. чисел в системе ас) соответ­ствующих самой верхней при t=0

(«ведущей») траектории. Напр., про­цесс p⁺р-рассеяния назад, p⁺+р®р+p⁺ (рис. 3), может идти как с передачей изотопич. спина DI=³/₂, так и с DI=¹/₂, т. к. в перекрёстном t-канале в системе p^-р существуют барионные резонансы с I=³/₂ (D-реэонансы) и с I⁼¹/₂ (N-резонансы). Однако из опыта известно, что D-траектория лежит выше N-траектории (рис. 4), поэтому асимптотика процес­са будет определяться именно траек­торией D. Асимптотика же процесса перезарядки: p-+p®p°+n, к-рый идёт с DI=1, определяется обменом

r-мезонной траекторией [рис. 4; там же показано, насколько хорошо «сши­вается» траектория в области резонансов (t>0) и в области рассеяния (t<0)]. Эксперим. точки в области t<0 получены в результате обработ­ки по ф-ле (3) данных по перезарядке. Р. п. м. позволяет разбить все про­цессы с небольшой передачей импульса на неск. классов, отличающихся раз­ной передачей квант. чисел и, следо­вательно, разной асимптотикой: а) процессы с обменом квант. числами вакуума (DI=0, DB=0 и т. д.) или с обменом т. н. особенностью Померанчука (к-рая не связана с к.-л. резонансами и, в отличие от других тра­екторий, не явл. полюсом; вопрос о её природе нельзя считать окончательно решённым). Эти процессы характери­зуются постоянными (точнее, слабо растущими) сечениями. Примерами явл. все процессы упругого рассеяния. Этой же особенностью в соответствии с оптической теоремой (s_полн ~Imf(s, t=0)/s) определяется и пове­дение полных сечений.

б)  Процессы с обменом мезонными траекториями   (r, w, К*, p, h, К   и др.). Сечения этих процессов с разной скоростью падают с ростом энергии в зависимости от того, какая из траек­торий оказывается ведущей. К таким процессам   относится   рассмотренный выше  процесс  перезарядки.

в)  Процессы с обменом барионными траекториями  (напр.,   D,   N,   L,  S). Сечения  таких  процессов  также  па­дают с ростом энергии.

г)  Процессы   с   «экзотическим» об­меном квант.   числами (напр.,  DB=2 или    DI=2),   т. е.    обменом   такими квант. числами, к-рые не могут реа­лизоваться   в   системе   из   кварка   и антикварка    или    из   трёх   кварков (напр., р+р^~®р^~+р).  Сечения их очень быстро падают с ростом энергии. Др. важное предсказание  Р. п.  м.—

сужение дифракц. пика. Эксперимен­тально известно, что сечение квази­упругих процессов а+b®с+d имеет резкий пик в области малых квадратов передач 4-импульса,│t│<0,1 (ГэВ/с)² (дифракц. пик), и бы­стро падает с ростом │t|. Это падение обычно апроксимируют экспоненц. зависимостью:

ds/dt»e^B(t)f(s),             (4)

а величину В называют наклоном диф­ракц.   конуса.   Если   учесть,   что   в области    малых     4     a(t)=a₀+a'(t), где a₀ — высота траектории при (=0, а a' — тангенс угла её наклона к оси t (это   приближение    оправдано,    т. к. траектории    Редже,    как    видно    из рис. 4, почти прямолинейны), то ф-лу (3) можно привести к виду (4), причём величина   В   с   увеличением   энергии будет   логарифмически  расти:   В (s)=B₀+2a'lns, т. е. рассеянные ч-цы с ростом энергии сосредоточиваются во всё более узкой области передач им­пульса, так, как будто эфф. радиус r сталкивающихся ч-ц  растёт:   r²=r²₀+2a'lns  (B₀ и r₀ — величина наклона и радиус при s=1ГэВ²). Это явление особенно чётко наблюдалось в процессах типа б — г (см., напр., эксперим. точки в области t<0 на рис. 4).

Р. п. м. нашёл широкое применение и в описании множественных процессов. В частности, в рамках этого метода естественно описываются такие явления,   как   скейлинг   Фейнмана   (см. Масштабная инвариантность),    корреляция двух вторичных ч-ц. Одна из загадок физики элем. ч-ц — наблюдаемая в эксперименте прямолинейность всех траекторий Редже и прибл. одинаковые  их  наклоны.

•    Ширков    Д. В.,   Свойства  траекто­рий  полюсов   Редже, «УФН»,  1970, т. 102, в.  1;   Коллинз   П. Д. Б., С к в а й р Э. Дж.,   Полюса Редже  в  физике частиц, пер.  с  англ.,  М.,   1971.

А. В. Ефремов, Д. В. Ширков.

РЕДУЦИРОВАННЫЕ ФОТОМЕТРИЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ (наз. также эффективными),  характеризуют опти­ческое     излучение по его  воздействию на  заданный селективный приёмник. При любом спектр. составе излучения одинаковым   реакциям   селективного приёмника соответствуют равные значения Р. ф. в. В этом их осн. удобство, особенно при оценке излучения, применяемого в практич. целях. Каждая из Р. ф. в. есть интеграл от произведения спектральной плотности соответствующей     энергетич.     величины, характеризующей излучение,   на спектральную чувствительность    данного приёмника. В систему СИ из Р. ф. в, включены  только световые   величины.

Д.   Н.   Лазарев

РЕЗЕРФОРД  (Рд, Rd),   внесистемна устаревшая ед. активности нуклидов (изотопов) в радиоактивных источниках. Названа в честь англ. физик Э. Резерфорда (Е. Rutherford). 1 Рд равен активности изотопа, в к-rм за 1 с происходит 10⁶ распадов, т. е. 1 Рд=10⁶ Бк=1/37000 кюри

628

 

 

РЕЗЕРФОРДА ФОРМУЛА, ф-ла для эффективного сечения рассеяния нерелятив. заряж. точечных ч-ц, взаимо­действующих по закону Кулона; по­лучена англ. физиком Э. Резерфордом в 1911. В системе центра инерции стал­кивающихся ч-ц Р. ф. имеет вид:

где ds/dW — сечение рассеяния в еди­ничный телесный угол, q — угол рас­сеяния, m=m₁m₂/(m₁+m₂) — приве­дённая масса (m₁ и m₂ — массы стал­кивающихся ч-ц), v — их относит. скорость, Z₁e и Z₂e — электрич. за­ряды ч-ц (е — элем. электрич. заряд). Р. ф. справедлива как в классич., так и в квант. теориях. Ф-ла (*) была ис­пользована Резерфордом при интер­претации опытов по рассеянию a-частиц тонкими металлич. пластинками на большие углы (q>90°). В резуль­тате этих опытов он пришёл к выводу, что почти вся масса атома сконцентри­рована в малом положительно заряж. ядре. Этим открытием были заложены основы совр. представлений о строе­нии атома.                  

С. М. Биленький.

 РЕЗОНАНС (франц. resonance, от лат. resono — звучу в ответ, откликаюсь), относительно большой селективный (избирательный) отклик колебатель­ной системы (осциллятора) на перио­дич. воздействие с частотой, близкой к частоте её собств. колебаний. При Р. происходит резкое возрастание амплитуды вынужденных колебаний осциллятора. Р. как механич. и аку­стич. явление впервые описан итал. учёным Г. Галилеем, а в эл.-магн. системах — на примере колебатель­ного контура—англ. учёным Дж. Мак­свеллом (1868). Различают Р., возни­кающий в результате воздействия внеш. периодич. силы на осциллятор, и па­раметрич. Р., возникающий вследст­вие периодич. изменения одного из энергоёмких параметров осциллятора. Данная статья посвящена первому случаю Р.; о параметрич. Р. см. Пара­метрический резонанс.

Р. линейных систем. В простейшем случае     Р. наступает,    когда    внеш.

Рис. 1. Пример гармонич. осцилляторов: а— маятник; б— масса на пружине; в — колебательный контур.

 

периодич. сила F изменяется с часто­той со, равной частоте w₀ собств. коле­баний системы (w=w₀). В ходе раскач­ки осциллятора (напр., груза с массой m, подвешенного на нити или пружи­не,— рис. 1, а, б) его скорость v направлена в ту же сторону, что и сила F, поэтому он получает за пе­риод приращение энергии, пропорциональное размаху колебаний. В резуль­тате размах колебаний изменяется от периода к периоду в арифметич. про­грессии — линейно (рис. 2, а).

Однако в реальных условиях всегда существуют факторы, ограничиваю­щие амплитуду колебаний и опреде­ляющие возможность существования Р. Это прежде всего диссипация энергии (трение) в системе и неточное совпадение вынуждающей силы с собств. частотой осциллятора (т. н. расстройка частоты).

 

Рис. 2. Нарастание колебаний при w®w₀: а — неограниченное; б — при наличии дис­сипации энергии.

 

При точном соблюдении условия w=w₀ раскачка осциллятора ограни­чивается диссипацией энергии (рис. 2, б). Колебания нарастают до тех пор, пока внеш. сила не уравно­весится силой трения F_тр=-gv (где g — постоянный коэфф.). Если же частота внеш. силы несколько отли­чается от собств. частоты осциллятора (существует расстройка Р.), то даже при отсутствии трения колебания на­растают лишь до тех пор, пока фазо­вый сдвиг Dj между скоростью осцил­лятора и внеш. силой не возрастёт до я/2. Амплитуда вынужденных коле­баний в этом случае будет определять­ся расстройкой Р., т. е. величиной w-w₀. Т. о., Р. возможен, когда между внеш. силой и вынужденными колебаниями устанавливаются такие фазовые соотношения, при к-рых в систему поступает наибольшая мощ­ность, т. к. скорость системы оказы­вается в фазе с внеш. силой.

Колебания осциллятора под дей­ствием периодич. силы F=F₀coswt в общем случае при наличии дисси­пации энергии и расстройки можно описать дифф. ур-нием:

где   в   случае   маятника   (рис.    1, а) w2₀=g/l, a=g/m, f₀=F₀/m,

l — длина подвеса, g — ускорение силы тяжести; для колебат. контура, воз­буждаемого электродвижущей силой ξ=ξ₀coswt (рис. 1, в), w²₀=1lLc, a=R/L, f₀=ξ₀/L.

Решение ур-ния (1), описывающее установившиеся вынужденные коле­бания, имеет вид:

x=x₀cos(wt+j), где tgj=aw/(w²₀-w²),

а стационарная амплитуда этих коле­баний

Зависимость амплитуды колебаний x₀ от частоты внеш. силы w (рис. 3) наз. р е з о н а н с н о й   к р и в о й. Ширина этой кривой (т. н. ширина ли­нии Р.) Dw представляет собой интер­вал расстроек Р., внутри к-рого x²₀ отличается от макс. значения не больше, чем вдвое. Ширина линии Р. тем уже, чем больше добротность осциллятора  Q=w/a,   поскольку   Dw=w₀/Q.

Рис. 3. a — резонансные кривые линейных осцилляторов при разл. добротности Q (Q₃>Q₂>Q₁); б — зависимость фазы j от частоты при резонансе.

 

Р. нелинейных систем. При большой амплитуде колебаний осциллятор ста­новится нелинейным, его собств. колебания несинусоидальны, а ча­стота собств. колебаний w₀ зависит от их амплитуды x₀. Вследствие этого Р. нелинейного осциллятора отличается тем, что в ходе его раскачки внеш. силой расстройка Р. изменяется. Если это изменение больше ширины линии Р. Dw (при достаточно большой амплитуде силы; рис. 4), то, чтобы из-

Рис. 4. Резонансная кривая нелинейного осциллятора (схематически) в зависимости от амплитуды внеш. силы: а — при малой, б — при умеренной, в — при большой; штрих-пунктиром дана связь между разма­хом колебаний x₀ и собств. частотой осцил­лятора w₀; пунктиром — неустойчивое зна­чение амплитуды колебаний осциллятора; стрелки — изменение амплитуды при пере­стройке частоты.

 

бежать выхода из Р., необходимо под­страивать частоту со внеш. силы вслед за частотой осциллятора w₀(x₀). Макс. амплитуда, к-рую таким образом мож­но придать осциллятору, определя­ется, как и для линейных осциллято-

629

 

 

ров, балансом между диссипацией энер­гии и её поступлением от источника внеш. силы. Зависимость стационар­ной амплитуды осциллятора от частоты может оказываться в этом случае неод­нозначной (верхняя кривая на рис. 4); при перестройке частоты внеш. силы имеют место скачкообразные измене­ния амплитуды колебании осцилля­тора, а конкретное значение ампли­туды в области неоднозначности за­висит от того, в какой последователь­ности перестраивалась частота силы при раскачке осциллятора (имеет ме­сто гистерезис).

Особую группу нелинейных колебат. систем составляют системы, в к-рых происходит компенсация диссипативных потерь благодаря притоку энер­гии от внеш. постоянного источника. В таких системах устанавливаются незатухающие колебания с вполне определёнными амплитудой и часто­той           автоколебания. Внешняя периодич. сила малой амплитуды не может существенно повлиять на ам­плитуду автоколебаний, но может «навязать» генератору свою частоту w, если последняя принадлежит узко­му интервалу частот, включающему частоту автоколебаний w₀; этот интер­вал тем больше, чем больше амплиту­да внешней силы. Это резонансное яв­ление наз. синхронизацией колеба­ний.

Р. может наступить не только при совпадении частоты внеш. воздействия с частотой собств. колебаний осцилля­тора, но и при кратном или дробном соотношении частот (т. н. комбинац. P.): pw=qw₀, где р и q — любые це­лые положит. числа. В простейшем случае р и q — это номера обертонов (гармоник), представленных соответ­ственно во внеш. силе и в собств. колебаниях осциллятора.

Р. в системах с неск. степенями сво­боды. В системах с числом степеней свободы n³2 и в распределённых системах Р. сохраняет все осн. черты Р. в системе с одной степенью свобо­ды. В линейном приближении собств. колебания этих систем представляют собой набор нормальных колебаний (мод). Если отклик системы представ­ляет собой суммарный отклик всех степеней свободы, резонансная кривая будет наложением резонансных кри­вых отд. норм. колебаний и может иметь сложный характер. Так, в си­стеме с двумя степенями свободы, ввиду того что собств. колебания мо­гут происходить с двумя разл. ча­стотами, Р. наступает при совпадении частоты гармонич. внеш. воздействия как с одной, так и с другой норм. частотой системы (рис. 5). Подбором параметров норм. колебаний можно создать резонансную кривую практи­чески любой формы, что широко используется, напр. в радиотехнике, для создания фильтров частот.

Для резонансного возбуждения к.-л. моды в системе с большим числом степеней свободы необходимо не только обеспечить резонансное соотношение между частотой этой моды и частотой

Рис. 5. Резонансная кривая колебат. сис­темы с двумя степенями свободы при сильно разнесённых (a) и при близких друг к дру­гу (б) частотах норм. колебаний w₁ и w₂.

 

внеш. силы, но и создать такие усло­вия, чтобы воздействие силы на раз­ные элементы системы не оказалось взаимно скомпенсированным (чтобы внеш. сила не была ортогональна норм. колебанию). Напр., при воздей­ствии на струну в точке, где находится узел данного норм. колебания, резо­нансное возбуждение струны не про­исходит, т. к. внеш. сила, приложен­ная к неподвижной точке струны, работы не совершает, колебание стру­ны не возникает и Р. не наблюдается. Резонансные взаимодействия. В си­стемах с мн. степенями свободы явления резонансного характера мо­гут происходить не только вследствие внеш. воздействия, но и в процессе собств. колебаний системы. Напр., в системе, представляющей собой две слабовзаимодействующие колебат. под­системы с близкими частотами, может происходить резонансная перекачка энергии из одной подсистемы в другую. В др. случаях моды системы, незави­симые при малой амплитуде колеба­ний, с ростом амплитуды могут начать взаимодействовать (обмениваясь энер­гией) из-за нелинейности системы, если частоты мод w_i (i=1, 2, 3, ...) удовлетворяют комбинац. резонанс­ным условиям типа рw₁=qw₂ или рw₁=qw₂+rw₃  (р, q, r=1, 2, 3,   ...).

Согласно законам квантовой ме­ханики, энергия атомов и молекул может принимать дискретные зна­чения. Совокупность этих значений энергии ξ_i — энергетич. спектр — определяет спектр частот системы w_ij=(ξ_i-ξ_j)/ћ, где i и j — но­мера энергетических уровней. При совпадении частоты внешнего воз­действия (обычно эл.-магн. поля) с одной из частот w_ij возможен Р. При­мерами таких резонансных вз-ствий могут служить электронный парамаг­нитный резонанс, ядерный магнитный резонанс, ферромагнитный резонанс

и др. Резонансные спектры атомов, молекул и их соединений служат ос­новой спектроскопич. анализа самых разнообразных в-в (см. Спектроско­пия). Резонансный отбор энергии у систем возбуждённых осцилляторов (атомов, молекул, эл-нов, колеблю­щихся в магн. поле, и т. п.) с помощью перем. эл.-магн. полей — основа дей­ствия генераторов когерентного эл.-магн. излучения — мазеров и лазеров. Р. играет большую роль в природе, науке и технике. Р. сооружений и ма­шин при периодич. внешних воздей­ствиях может явиться причиной ката­строф. Чтобы избежать резонансного воздействия, подбирают соответствую­щим образом свойства системы или используют успокоители колебаний, основанные на явлении антирезонанса. В радиотехнике благодаря Р. можно отделить сигналы одной (нужной) ра­дио- или телестанции от всех других.

• Хайкин С. Э., Физические ос­новы механики, 2 изд., М., 1971; Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Стрелков С. П., Введение в теорию колебаний, 2 изд., М., 1964; Ден-Гартог Дж. П., Механические колебания, пер. с англ., М., 1960,

РЕЗОНАНСНОЕ ПОГЛОЩЕНИЕ ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЯ, избирательное поглощение g-квантов атомными ядрами,    обусловленное    квантовыми переходами  ядер  в  возбуждённое со­стояние.  При облучении в-ва g-квантами наряду с обычными процессами вз-ствия с в-вом (см. Гамма-излучение) возможно   Р. п.   г.-и.,   когда  g-квант исчезает,  а  ядро  возбуждается.   Для Р. п. г.-и. необходимо, чтобы энергия g-кванта   равнялась  разности  внутр. энергий ядра в возбуждённом и основ­ном состояниях. Это условие как будто бы должно автоматически удовлетворяться, если излучающее и поглощаю­щее ядра одинаковы. Однако квант с энергией ξ_g=ћw (w — частота излу­чения)   обладает   импульсом p=ћw/c. В соответствии с законом сохранения импульса, при излучении или погло­щении    g-кванта     ядром     последнее воспринимает этот импульс -- испытывает отдачу. Свободное покоящееся ядро массы М, получив импульс, приобретает      кинетическую        энергию: Dξ=p²/2M=ћ²w²/2Mc².     Такая     же энергия   Dξ   отбирается у ядра при испускании. При этом линии испуска­ния и  поглощения оказываются сме­щёнными друг относительно друга на величину 2Dξ, значительно превосхо­дящую   ширину   линии   g-излучения. В результате Р. п. г.-и. не наблюдается. Для наблюдения  Р. п.   г.-и.   искусственно   увеличивают   перекрытие   ли­ний испускания и поглощения.    Для этого используют сдвиг линий за счёт Доплера эффекта при встречном дви­жении излучающего и поглощающего ядер.     Необходимая   скорость (сотни м/с)   сообщается  либо   перемещение» источника или поглотителя,  либо за счёт отдачи, испытываемой ядром при a-  или  b-распадах,   предшествующих излучению g-кванта, либо нагревани-

630

 

 

ем источника и поглотителя (увеличи­вается перекрытие линий из-за доплеровского уширения, возникающего при тепловом движении атомов; при комн. темп-ре перекрытие линий незна­чительно). Более эфф. метод наблюде­ния Р. п. г.-и., связанный с исключе­нием потерь энергии на отдачу, был обнаружен нем. физиком Р. Мёссбауэром.

•   См.    лит.   при  ст.   Мёссбауэра эффект.

Н. Н. Делягин.

РЕЗОНАНСНОЕ СВЕТОВОЕ ДАВЛЕ­НИЕ, см. Световое давление.

РЕЗОНАНСНЫЕ УСКОРИТЕЛИ, ус­корители заряж. ч-ц, в к-рых ускоре­ние производится ВЧ электрич. по­лем благодаря многократному прохож­дению ч-ц через ускоряющие проме­жутки в резонанс с полем, т. е. в той фазе, когда поле производит ускоряю­щее действие. См. Ускорители. РЕЗОНАНСЫ (резонансные частицы), короткоживущие возбуждённые со­стояния адронов. В отличие от др. нестабильных элем. ч-ц, Р. распада­ются в осн. за счёт сильного взаимо­действия. Поэтому их времена жизни лежат в интервале 10^-22—10^-24 с, что по порядку величины близко к ха­рактерному яд. времени (~10^-23 с). На кривой зависимости полных эфф. сечений а от энергии e Р. часто проявляются в виде колоколообразного (т. н. брейт-вигнеровского) мак­симума:

s(ξ)=s₀(Г/2)²/((ξ₀-ξ)²+(Г/2)²)        (1)

(форма к-рого совпадает, напр., с за­висимостью квадрата амплитуды ко­лебаний от частоты для механич. системы в окрестности резонансной частоты). Энергия ξ₀, соответствую­щая максимуму сечения, сопоставля­ется с массой Р. М=ξ₀/с². Полная ширина Г «колокола» на половине его высоты определяет время жизни Р.: t»ћ/Г (в соответствии с неопреде­лённостей соотношением между энер­гией и временем). Для определения спина Р., как правило, необходим более тщат. анализ угл. зависимости дифф. сечения упругого рассеяния с целью нахождения той парц. ампли­туды, в которой появляется этот максимум (см. Рассеяние микроча­стиц).

Первый Р. был открыт в нач. 50-х гг. итал. физиком Э. Ферми с сотрудни­ками при изучении вз-ствия p⁺-мезо­нов с протонами. В совр. обозначениях это был P. D₁⁺⁺ или D₃₃ (1232), где цифры индекса обозначают удвоенный изотопич. спин I (первое число) и удвоенный спин J (второе число) Р., а в скобках указана масса Р. в МэВ. Ширина этого Р. составила Г=116МэВ (т.е. t=5,7•10^-23 с). В дальнейшем эа тот же P. (D₁⁺) был обнаружен и в системе (рg). Осн. часть Р. была от­крыта в 60-х гг. в экспериментах на протонных ускорителях.

Р. делятся на две группы: б а р и о н н ы е Р., обладающие барионным зарядом (B=1) и распадаю­щиеся на мезоны и один стабиль­ный барион, и м е з о н н ы е Р. (B=0), распадающиеся на мезоны. Р. с ненулевой странностью наз. с т р а н н ы м и. К 1981 открыто более 300 Р., к-рые группируются при­мерно в 40 барионных и 30 мезонных изотопич. мультиплетов (см. Изотопи­ческая инвариантность). Массы барионных Р. лежат в интервале от 1,2 до 4 ГэВ, мезонных — от 0,7 до 2 ГэВ. Исключение составляют новые ме­зонные Р., массы к-рых достигают 9—10 ГэВ (см. «Очарованные» частицы, Ипсилон-частицы).

Массовые спектры Р. группируются в семейства двух типов: мультиплеты группы унитарной симметрии SU(3), а также ещё и семейства, лежащие на т. н.  т р а е к т о р и я х  Р е д ж е. Унитарные мультиплеты объ­единяют Р. и стабильные адроны с одинаковыми значениями барионного заряда, спина и чётности (Р) и раз­ными значениями изотопич. спина, странности (S) и т. д. Относит. раз­ность масс ч-ц внутри мультиплета ок. 10%. Закономерности массовых спектров и распадных св-в Р. в уни­тарных мультиплетах привели к ги­потезе кваркового строения адронов (см. Элементарные частицы).

Реджевские семейства характери­зуются определённой зависимостью между спином и массой, J=a(M²), названной траекторией Редже. Осталь­ные квант. числа Р. реджевского семейства (В, Р, I, S и т. д.) оди­наковы. Примечательно, что стабиль­ные и квазистабильные адроны (N, p, К и др.) оказываются членами соответствующих реджевских семейств, что также указывает на составную природу этих адронов (см. Редже полюсов метод).

Р., лежащие в верхней части спект­ра масс, обладают большими спинами и ширинами. Наибольший надёжно установленный спин J=11/2 [Р.D_3,11 (2400)]. Эти Р. могут распадаться мн. способами. Кол-во возможных кана­лов распада быстро увеличивается с ростом массы Р. Важная особенность многочастичных каналов распада тя­жёлых Р.— их каскадность, т. е. мно­гоступенчатость. Напр., в распаде ба­рионного Р. D₄, или D_3,7 (1950), до­минирует канал D_3,7 ®p+p+N, однако этот процесс идёт через распад на D_3,3 и p-мезон с последующим рас­падом D_3,3 на пион и нуклон.

• Зельдович Я. Б., Классифика­ция элементарных частиц и кварки «в изло­жении для пешеходов», «УФН», 1965, т. 86, в. 2; М а н д е л ь с т а м С., Растущие траектории Редже и динамика резонансов, пер. с англ., там же, 1970, т. 101, в. 3; Ширков Д. В., Свойства траекторий по­люсов Редже, там же, 1970, т. 102, в. 1.

Д. В. Ширков.

РЕЗОНАТОР (от лат. resono — звучу в ответ, откликаюсь), колебательная система, способная совершать колеба­ния макс. амплитуды (резонировать) при воздействии внеш. силы определ. частоты и формы. В большинстве случаев Р. отзываются на гармонические (синусоидальные) воздействия, частота к-рых близка к частоте их собств. колебаний. Под действием несинусои­дальных сложных воздействий Р. со­вершает колебания сложного вида, однако при этом в спектре колебаний Р. особенно выделяются колебания тех частот, которые наиболее близки к частотам его собственных колеба­ний. Примерами Р. могут служить колебательный контур, объёмный резонатор, оптический резонатор, от­крытый резонатор, резонатор акусти­ческий. См. также Резонанс.

РЕЗОНАТОР АКУСТИЧЕСКИЙ (ре­зонатор Гельмгольца), сосуд, сооб­щающийся с внеш. средой через не­большое отверстие или трубку (горло). Характерная особенность Р. а. в том, что длина волны его низкочастотных собств. колебаний значительно больше размеров Р. а. Собств. частота Р. а. с горлом f₀=(с/2p)Ö(S/lV), где с — скорость звука в воздухе, S — пло­щадь поперечного сечения, l — длина трубки, V — объём сосуда. Если Р. а. поместить в гармонич. звук. поле с частотой f₀, в нём возникают колеба­ния с амплитудой, во много раз пре­вышающей амплитуду поля (резо­нанс). В негармонич. звук. поле Р. а. реагирует только на колебания с час­тотой f₀. Поэтому набор резонаторов с различными собств. частотами может применяться для анализа звука. При наличии трения в горле резонатора в нём возникает сильное поглощение звука на частоте f₀, что используется для создания т. н. резонансных звукопоглотителей в архитектурной аку­стике. Р. а., помещённые на стенках звукопроводов, применяются как эле­менты резонансных отражателей для уменьшения передачи НЧ шума по звукопроводам. Пузыри в жидкости и возд. полости в нек-рых др. средах (напр., резине) также явл. Р. а., по­этому наличие большого числа пу­зырей в воде вызывает сильное погло­щение звука, что препятствует рас­пространению звук. волн.

Теория Р. а. была разработана нем. учёным Г. Гельмгольцем (I860) и англ. учёным Дж. Рэлеем (1877—78).

РЕЙНОЛЬДСА ЧИСЛО [по имени англ. учёного О. Рейнольдса (О. Rey­nolds)], один из подобия критериев для течений вязких жидкостей и газов, характеризующий соотношение между инерц. силами и силами вязкости: Re=rvl/m, где r — плотность, m — коэфф. динамич. вязкости жидкости или газа, v — характерная скорость потока, l — характерный линейный размер. Так, при течении в длинных цилиндрич. трубах обычно l=d, где d — диаметр трубы, a v=v_ср — сред­няя по поперечному сечению скорость течения; при обтекании тел l — дли­на или поперечный размер тела, а

631

 

 

v = v_¥ — скорость     невозмущённого потока, набегающего на тело.

Р. ч. является также одной из ха­рактеристик течения вязкой жидкости (газа). Для каждого вида течения существует такое критич. Р. ч. RE_кр, что при Re<Re_кр возможно только ламинарное течение, а при Re>Re_кр течение может стать турбулентным. Напр., для течения вязкой несжи­маемой жидкости в круглой цилинд­рич. трубе Re_кр=2300.

РЕЙНОЛЬДСА ЧИСЛО МАГНИТНОЕ, см. в ст. Магнитная гидродинамика.

РЕКОМБИНАЦИЯ (от лат. re — сно­ва, опять и позднелат. combinatio -соединение), 1) Р. ион-электронная, элем. акт воссоединения положит. иона (с зарядом Z+1) и свободного эл-на, приводящий к образованию иона с зарядом Z. В частном случае (при Z=0) образуется нейтр. атом (или молекула). Известно неск. кана­лов Р.

При  р а д и а ц и о н н о й  Р. иона A(Z+1), обычно рассматриваемого в осн. состоянии, с эл-ном, обладаю­щим кинетич. энергией ξ, образуется ион A (Z, g) в состоянии g (основном или возбуждённом), а избыточная энергия излучается в виде кванта hn=Е_gи+ξ, где n — частота излу­чения, а E_gи— энергия ионизации из состояния у:

A (Z+1)+е ®A(Z, g)+hv.

В случае  д и э л е к т р о н н о й Р. происходит возбуждение иона и одно­временно захват им эл-на на уровень энергии, превышающий норм. энер­гию ионизации, так что образующийся ион A (Z, g') оказывается в автоионизованном состоянии g'. Такая Р. может быть устойчива, если эл-н достаточно быстро переходит после захвата на более низкий уровень 7 с испусканием кванта hn=E_g'-E_g:

A (Z+1)+<®A (Z, g') ®(Z, g)+hn.

Д и с с о ц и а т и в н а я Р. про­исходит, если рекомбинирующий ион явл. молекулярным и в результате захвата им эл-на образуется молекула в неустойчивом состоянии Г, к-рая затем диссоциирует. Напр.:

АВ⁺+е<®АВ(Т)®А(g₁)+В(g₂).

При тройном вз-ствии иона A(Z+1), эл-на и к.-л. третьей ч-цы (эл-на, ато­ма, иона), когда избыточная энергия уносится этой третьей ч-цей, происхо­дит ударная Р. Напр.:

A(Z+1)+е+е®A(Z, g)+е.

Акты Р. происходят как в объёме плазмы, так и на поверхности стенок, ограничивающих этот объём. В первом случае они наряду с ионизацией и процессами переноса (см. Переноса явления) определяют баланс заряж. ч-ц в объёме плазмы. Эффективность

того или иного канала Р. зависит от условий (плотности, энергии ч-ц, их состава, внеш. воздействий и т. д.). В разреженной плазме (плотность n£10¹³ см^-3) при отсутствии много­зарядных ионов наиболее эффективны процессы радиац. Р. По мере роста n всё большую роль играют процессы ударной Р. и при n>10¹⁷ см^-3 они явл. определяющими. Диссоциатив­ная Р. важна в мол. низкотемпера­турной плазме, а диэлектронная — в «горячей» плазме, когда имеются мно­гозарядные ионы.

Объёмная Р. существенно влияет на скорость деионизации среды в раз­рядном промежутке и потому должна учитываться при выборе конструк­ции и режима работы газоразряд­ных приборов. Искусственно уско­ряя Р., можно получить инверсию населённости возбуждённых уровней атомов (ионов), что используется для создания лазеров на рекомбинирующей плазме (см. Газовый лазер).

•    Атомные    и    молекулярные   процессы, под   ред. Д. Бейтса, пер. с англ., М., 1964;  Гордиец Б. Ф., О с и п о в А. И., Шепепин   Л. А., Кинетические процес­сы в газах и молекулярные лазеры, М., 1980.

В.  Н.  Колесников.

2) Р. электронов и дырок в ПП, исчезновение пары электрон проводи­мости — дырка в результате пере­хода эл-на из зоны проводимости в валентную зону. Избыток энергии может выделяться в виде излучения (излучательная Р.); возможна также безызлучательная Р., при к-рой энер­гия расходуется на возбуждение ко­лебаний крист. решётки или переда­ётся подвижным носителям заряда при тройных столкновениях (ударная Р.). Р. может происходить как при непосредств. столкновении эл-нов и дырок, так и через примесные центры (центры Р.), когда эл-н сначала захва­тывается из зоны проводимости на примесной уровень в запрещённой зоне, а затем переходит в валентную зону. Скорость Р. (число актов Р. в ед. времени) определяет концентрацию неравновесных носителей заряда, соз­даваемых внеш. воздействием (светом, быстрыми заряж. ч-цами и т. п.), а также время восстановления равно­весной концентрации после выключе­ния этого воздействия. Излучатель­ная Р. проявляется в люминесценции кристаллов и лежит в основе действия полупроводниковых лазеров и светоизлучающих диодов.

•    См.  лит.  при ст.  Полупроводники.

Э.  М. Эпштпейн.

РЕКРИСТАЛЛИЗАЦИЯ, процесс об­разования и роста (или только роста) структурно более совершенных кри­сталлич. зёрен поликристалла за счёт менее совершенных зёрен той же фазы. Скорость Р. экспоненциально возраста­ет с повышением темп-ры и сильно за­висит от хим. и фазового состава мате­риала. Р. протекает особенно интенсив­но в пластически деформированных (на 1—10%) материалах. Различают 3 стадии Р.: первичную, когда в деформированном материале образуются новые неискажённые зёрна, которые растут, поглощая зёрна, искажён­ные деформацией; собирательную Р.— неискажённые зёрна растут за счёт друг друга, вследствие чего средняя величина зерна увеличивает­ся, и вторичную Р., к-рая отличается от собирательной тем, что способно­стью к росту обладают только немно­гие из неискажённых зёрен. В ходе вторичной Р. структура характери­зуется разл. размерами зёрен.

Р. устраняет структурные дефекты, изменяет размеры и ориентацию зёрен и иногда их кристаллографич. ори­ентацию (текстуру). Р. переводит в-во в состояние с большей термодинамич. устойчивостью: при собирательной и вторичной Р.— за счёт уменьшения суммарной поверхности границ между зёрнами, при первичной Р.— также за счёт уменьшения искажений, вне­сённых деформацией. Р. изменяет все структурно-чувствительные свойства материала и часто восстанавливает исходную структуру, текстуру и свойства (до деформации). Иногда структура и текстура после Р. отли­чаются от исходных, соответственно отличаются и свойства.

•    Горелик    С. С.,        Рекристаллиза­ция металлов и сплавов,  2 изд., М.,  1978.

С.   С.   Горелик.

РЕЛАКСАЦИОННЫЕ КОЛЕБАНИЯ, колебания, возникающие в нелиней­ных системах, в к-рых существенную роль играют диссипативные силы: внеш. или внутр. трение — в меха­нич. системах, сопротивление - в электрических. Обычно о Р. к. говорят применительно к автоколебат. си­стемам. Каждый период Р. к. может быть разделён на неск. резко разгра­ниченных этапов, соответствующих медленным и быстрым изменениям состояния системы, в к-рой проис­ходят Р. к., что позволяет рассмат­ривать Р. к. как разрывные колеба­ния.

Простейший пример электрич. Р.к.— колебания, возникающие в схеме с газоразрядной лампой, к-рая обла­дает св-вом зажигаться при нек-ром напряжении U_З и гаснуть при более низком напряжении U_Г. В этой схеме периодически осуществляется зарядка конденсатора С от источника тока Е через сопротивление R до напряже­ния зажигания лампы, после чего лампа зажигается, и конденсатор бы­стро разряжается через лампу до напряжения гашения лампы. В этот I момент лампа гаснет и процесс начи­нается вновь. В течение каждого пе­риода этих Р. к. происходят два медленных изменения силы тока I при заряде и разряде конденсатора и два I быстрых — скачкообразных — изменения тока I_с, когда лампа зажигается и гаснет (рис.).

Упрощённое     рассмотрение     механизма  возникновения  Р.к.   основано) на   пренебрежении   параметрами  си­стемы,  влияющими  на  характер бы-

632

 

 

стрых движений. Методы нелинейной теории колебаний позволяют иссле­довать не только медленные, но и бы­стрые движения, не пренебрегая параметрами, от к-рых характер быст­рых движений существенно зависит, и не прибегая к спец. постулатам о характере быстрых движений. В за­висимости от св-в системы возможно

большое разнообразие форм Р. к. от близких к гармоническим до скачкооб­разных и импульсных.

Электрич. Р. к. применяются в из­мерит. технике, телеуправлении, ав­томатике и др. разделах электроники. Для их создания существуют разнооб­разные генераторы Р. к., напр. блокинг-генераторы, мультивибраторы, RC-генераторы.

•Андронов А. А., В и т т А. А., Хайкин С. Э., Теория колебаний, [2 изд.], М., 1981, гл. 4, 9; М е е р о в и ч Л. А., Зеличенко Л. Г., Импульсная техника, 2 изд., М., 1954, гл. 14; Капчинский И. М., Методы теории коле­баний в радиотехнике, М.— Л., 1954.

РЕЛАКСАЦИЯ (от лат. relaxatio -ослабление, уменьшение), процесс установления равновесия термодина­мического в макроскопич. физ. систе­мах (газах, жидкостях, тв. телах). Состояние макроскопич. системы оп­ределяется большим числом парамет­ров, и установление равновесия по каждому из параметров может проте­кать различно. Количеств. хар-кой Р. служит  в р е м я   р е л а к с а ц и и. Строго говоря, время t, необходимое для установления полного термодина­мич. равновесия, бесконечно велико, т. к. в процессе Р. всегда наступает период т. н. линейной Р., когда пара­метры X_i, описывающие состояние системы (плотность r, темп-ра Т и др.), лишь незначительно отличаются от своих равновесных значений X^~i, а скорости их изменения со временем X^._i=dX_i/dt, пропорц. отклонениям Х_i от Х^~_i:

за времена t_i малые отклонения пара­метров X; от равновесных значений уменьшаются в е раз; t_i наз. временами P., a 1/t_i=n_i — частотами Р. Значения t_i определяются св-вами системы, зависят от её состояния и внеш. условий. Напр., эл-ны провод­ников приходят в состояние равно­весия за 10^-13 — 10^-14 с, а прибли­жение к равновесию крист. структур в земной коре длится геол. эпохи. Физ. система может, достигнув рав­новесного состояния по одним пара­метрам, остаться неравновесной по другим, т. е. находиться в состоянии

частичного равновесия. Релаксирующая система проходит, как правило, че­рез состояния частичного равновесия.

Все процессы Р.— неравновесные процессы, сопровождающиеся воз­растанием энтропии системы, их исследованием занимается кинетика физическая.

Микроскопическая теория Р. ба­зируется на молекулярно-кинетической теории, рассматривающей процессы в макроскопич. системах как проявле­ние движения и вз-ствия атомных и субатомных ч-ц. Теория Р. наиб. разработана применительно к газам, в к-рых равновесие устанавливается благодаря столкновению ч-ц газа. При столкновениях ч-цы обмениваются энергиями и импульсами. Частоты столкновений и эффективность обме­на выражаются через вероятности столкновений. Вероятности обмена энергиями и импульсами при столкно­вениях для ч-ц разл. сортов могут существенно отличаться, что сказы­вается на релаксац. процессах в системе. В электронно-ионной плазме, напр., различие масс эл-нов и ионов приводит к тому, что эти ч-цы легко обмениваются импульсами, но обмен энергией между подсистемами эл-нов и ионов затруднён. В самих же под­системах (при электрон-электронных и ион-ионных столкновениях) обмен импульсами и энергиями идёт в одном темпе. В результате быстро устанав­ливается равновесие в ионной и элект­ронной подсистемах плазмы в отдель­ности, но равновесие в плазме в целом устанавливается медленнее. Анало­гичная ситуация наблюдается в газах из многоатомных молекул, где под­системами явл. поступат. и внутр. степени свободы. Обмен энергией меж­ду этими видами степеней свободы затруднён. Быстрее всего устанавли­вается равновесие по поступат. сте­пеням свободы, потом — по внутренним и медленнее всего — между поступат. и внутренними. В этих условиях частично равновесное состояние может быть описано введением разл. темп-р подсистем. Самый медленный процесс— выравнивание темп-р подсистем -последний этап Р. Хар-ками столкно­вений в газе явл. ср. время свободного пробега ч-ц t_пр и его длина l=vt_пр (v — ср. скорость ч-ц). По порядку ве­личины t_пр совпадает с временем установления локального равновесия в объеме газа ~l³ (б ы с т р а я  Р.). Локально-равновесное состояние опи­сывается макроскопич. параметрами (Т, r и др.), к-рые различны для раз­ных локально-равновесных частей системы, но выравниваются, когда система приходит в полное равнове­сие. Газ можно считать макроскопич. системой, если l << L, где L — харак­терное расстояние (напр., размер со­суда). Переход от локального к пол­ному равновесию (выравниванию темп-р, плотности) требует макроско­пически большого числа столкнове­ний (м е д л е н н а я  Р.) и из-за

случайности столкновений имеет диф­фузионный хар-р. Этот этап Р. описы­вается ур-ниями гидродинамики, диффузии, теплопроводности и т. п., содержащими релаксац. и кинетич. коэффициенты. Кинетич. коэфф. могут быть выражены через частоты Р. и длины свободного пробега (или через вероятности столкновений). Так, напр., время выравнивания темп-ры t_T»L²/c, где c~lv — коэфф. темпера­туропроводности; ф-ле можно придать вид t_T » t_пр(L/l)², из к-рого следует, что Р. темп-ры происходит в резуль­тате (L/l)² столкновений.

Медленная Р. в жидкостях и тв. телах также описывается ур-ниями гидро­динамики, диффузии, теплопроводно­сти и т. д., однако релаксац. и кине­тич. коэфф. в случае обычных жидко­стей не могут быть в общем случае выражены через вероятности микро­скопич. процессов. В случае кванто­вых жидкостей и кристаллов кинетич. коэфф. выражаются через вероятно­сти столкновений квазичастиц. Напр., теплопроводность диэлектрика про­порц. длине свободного пробега фо­нонов, а электропроводность метал­лов и ПП — длине пробега эл-нов проводимости. Квазичастицы имеют конечные времена жизни, к-рые могут служить для оценки времён Р. в тв. телах (напр., время Р. полупроводни­ка после выключения освещения опре­деляется временем рекомбинации эл-нов и дырок).

Связь между кинетич. коэфф. и хар-ками столкновений ч-ц и квази­частиц устанавливается на основе ур-ний (кинетического уравнения Больцмана, в сложных случаях — квантового кинетич. ур-ния, ур-ния для матрицы плотности, с привлече­нием метода функций Грина и т. п.).

Релаксация и резонансное поглоще­ние энергии. Р. в экспериментах проявляется, как правило, косвен­но          в затухании макроскопич. движений, в ограничении потоков ч-ц и теплоты, возникающих в телах под воздействием внеш. сил, а также в зависимости кинетич/ коэфф. (элект­ропроводности, внутр. трения и др.) от частоты (о, если вынуждающая сила периодически изменяется во времени. Частотная зависимость (дис­персия) кинетич. коэфф.— одно из наиболее непосредств. проявлений релаксац. процессов. Сопротивление среды (её стремление остаться в сос­тоянии равновесия, несмотря на воз­действие внеш. силы) приводит к уменьшению эффективности воздей­ствия с ростом w. Если при статич. силе f_i отклонение X_i от положения равновесия составляет DX_i=t_if_i, то при перем. силе той же амплитуды, f_i(t)~f_icoswt, отклонение DX_i=

633

 

 

Эфф. уменьшение воздействия с ростом частоты w и сдвиг по фазе между f_i и DХ_i приводят, как правило, к немонотонной зависимости от w поглощённой за период энергии Q(w) ~wt_i/(1+(wt_i)²). Наличие у Q(w) максимума при wt_i=1 наз.  к и н е м а т и ч е с к и м  (релаксационным)  р е з о н а н с о м. Исследование кинематич. резонанса — удобный метод измере­ния времени Р. Обнаружение неск. максимумов на кривой Q(w) свиде­тельствует о существовании неск. ме­ханизмов Р. Связь Р. с частотной за­висимостью кинетич. коэфф. проявля­ется особенно отчётливо в тех случаях, когда в системе наблюдается резонанс­ное поглощение эл.-магн. или звук. энергии: ширина резонансной кривой Dw пропорц. частоте Р. резонирую­щего параметра (Dw~n_i).

Релаксация и фазовые переходы. Р. может сопровождаться фазовым переходом. Если переход из нерав­новесного в равновесное состояние -фазовый переход I рода, то сначала система перейдёт в метастабильное состояние, выйти из к-рого она может, только преодолев межфазовый потенц. барьер путём образования и роста (вплоть до критич. размеров) зароды­шей стабильной фазы. Необходимость достижения критич. зародышами мак­роскопич. размеров часто делает Р. из метастабильной фазы в стабильную столь медл. процессом, что метастабильные фазы ведут себя как равно­весные (см. Аморфное состояние, Неупорядоченные системы).

С приближением к точке фазового перехода II рода (происходящего при темп-ре Т_с] параметр порядка h, характеризующий различие св-в фаз, стремится к нулю, что приводит к увеличению его времени P. (t_h®¥ при Т -T_c®0). Замедление релаксац. процессов вблизи Т_с наклады­вает отпечаток на все кинетич. хар-ки тел в этой области темп-р (см. Крити­ческие явления).

Магнитная Р. Сравнительно слабая связь спинов атомных и субатомных ч-ц с движением ч-ц (колебаниями крист. решётки, орбитальным движе­нием эл-нов проводимости в кристал­ле) делает систему спинов квазинеза­висимой подсистемой тела. В силу это­го равновесие внутри спиновой систе­мы магнитоупорядоч. сред (ферро- и антиферромагнетиков) наступает, как правило, раньше, чем всё тело прихо­дит в состояние равновесия. В этих условиях спиновой подсистеме можно приписать темп-ру (спиновая темп-ра), к-рая будет отличаться от темп-ры тела, обусловленной движением ато­мов и молекул. Процесс установления равновесия в спиновой подсистеме тела наз. м а г н и т и о й Р. Магн. Р. усложняется существованием сил

разл. природы, действующих между спинами. Обменные силы (см. Обменное взаимодействие), наибольшие по ве­личине, не могут изменить ср. магн. момента системы, даже если он имеет неравновесное значение, но вырав­нивают темп-ру в спиновой подсисте­ме. Релятив. силы вз-ствия между спинами (спин-орбитальные, магнитодипольные и др., см. Ферромагнетизм) ответственны за Р. ср. магн. момента, причём разные компоненты магн. мо­мента релаксируют с разной скоро­стью.

Р. в парамагнетиках компонента магн. момента, к-рый перпендикуля­рен приложенному магн. полю, свя­зана со спин-спиновым вз-ствием (время P. t₁), а Р. продольного ком­понента — со спин-решёточным (спин-фононным) вз-ствием (время Р. t₂). Обычно t₁>t₂, а разл. природа Р. проявляется не только в числ. разли­чии времён Р., но и в разных зависи­мостях от темп-ры. Магн. Р. яд. спи­нов обладает особенностями, обуслов­ленными их сравнительно слабым вз-ствием с др. степенями свободы тв. тела и друг с другом. Из-за этого вре­мя ядерной Р., как правило, превосхо­дит др. времена Р.

Магн. Р. проявляется в процессах намагничивания и перемагничивания (см. Магнитная вязкость), она опре­деляет ширину линий магн. резонансов и дисперсию магн. восприимчи­вости. Магн. Р. ограничивает приме­нимость магнетиков в технике и в физ. эксперименте. Т. к. магн. Р. (как и др. релаксац. процессы) существенно зависит от структуры тела и его хим. состава (в кристаллах — от нали­чия дислокаций и др. дефектов), то время магн. Р. можно изменять технологич. обработкой (легированием, закалкой и т. п.).

• Зубарев Д. Н., Неравновесная статистическая термодинамика, М., 1971; Фудзита С., Введение в неравновесную квантовую статистическую механику, пер. с англ., М., 1969; Лифшиц Е. М., Питаевский Л. П., Физическая ки­нетика, М., 1979.                 

М. И. Наганов.

РЕЛАКСАЦИЯ АКУСТИЧЕСКАЯ, внутренние процессы восстановления термодинамич. равновесия среды, на­рушаемого сжатиями и разрежениями в звук. волне (см. Релаксация). Энергия поступат. движения ч-ц среды в звук. волне переходит на их внутр. степени свободы, возбуждая их, в результате чего уменьшается энергия, приходя­щаяся на поступат. движение. Поэто­му Р. а. всегда сопровождается пог­лощением звука, а также дисперсией звука.

Характерный механизм Р. а. в га­зах — обмен энергией между поступа­тельными и внутр. степенями свободы молекул. Р. а. может быть колебательной и вращательной, при этом звук. энергия расходуется на возбуждение соответственно колебат. и вращат. сте­пеней свободы молекул. В газах и жид­костях возможна также электронная Р. а., при к-рой возбуждаются электронные уровни молекул; структурная, когда под действием УЗ происходит перестройка внутр. структуры жид­кости; химическая, при к-рой под дей­ствием УЗ протекают хим. реакции, и т. п. В тв. телах, напр., при рас­пространении УЗ в полупроводниках и металлах акустич. волна нарушает равновесное распределение эл-нов проводимости, что приводит к допол­нит. поглощению волны.

Релаксац. процесс обычно характе­ризуется временем релаксации т, к-рое зависит от микроскопич. свойств в-ва, таких, как число соударений молекул газа в ед. времени и эффек­тивность передачи энергии при этих соударениях. В газе при заданной темп-ре время т прямо пропорц. числу соударений, необходимых для возбуж­дения соответствующих степеней сво­боды. Величина т зависит от темп-ры и давления, поскольку при изменении этих величин изменяется частота со­ударений между молекулами.

Влияние релаксац. процессов на аку­стич. волну зависит от соотношения между её периодом Т и величиной т: чем меньше отношение t/Т, тем полнее успевает восстановиться нарушенное равновесие; чем это отношение боль­ше, тем в меньшей степени равновесие восстанавливается. Наиболее заметно влияние Р. а. на акустич. волну про­является на частотных зависимостях скорости и поглощения звука: вблизи т. н. частот релаксации w_р=1/t на­блюдаются сильная дисперсия скорости звука и максимум коэфф. поглощения звука на длину волны.

• Мандельштам Л. И., Леонтович М. А., К теории поглощения зву­ка в жидкостях, «ЖЭТФ», 1937, т. 7, в. 3; Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 2, ч. А и Б, М., 1968—69; Михайлов И. Г., С о л о в ь е в В. А., Сырников Ю. П., Основы молекулярной акустики, М., 1964.

A.   Л.   Полякова.

РЕЛАКСАЦИЯ НАПРЯЖЕНИЙ, в механике деформируемого тв. тела явление самопроизвольного уменьшения напряжения с течением времени при неизменной    деформации.    Напр.,   в растянутой проволоке при неизменном удлинении    растягивающая    сила   со временем   уменьшается,    стремясь  к [ нек-рому предельному значению. Ско­рость Р. н. возрастает при повышении темп-ры.   См.  также  Релаксация.

B.    С.   Ленский.

РЕЛИКТОВОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, одна из составляющих общего фона косм. эл.-магн. излучения. Р. и. равномерно распределено по небесной сфере и по интенсивности соответствует тепловому излучению абсолютно чёрного I тела при темп-ре ок. 3 К, обнаружено амер. учёными А. Пензиасом и Р. Уилсоном в 1965 (Нобелевская пр., 1978).

Р.  и.   является   осн.   составляющей яркости неба в диапазоне от дециметровых   до   субмиллиметровых  радиоволн (рис.).  Оно   фактически   определяет    плотность     энергии     эл.-магн. излучения во Вселенной, а также плотность числа фотонов (ок. 400 в 1 см³.

634

 

 

что соответствует 0,25 эВ/см³). На каждый атом во Вселенной приходится более 100 млн. фотонов Р. и. Св-ва Р. и. хорошо согласуются с предло­женной в 1946 амер. физиком Г. А. Гамовым гипотезой т. н. горячей модели Вселенной, согласно к-рой плазма и эл.-магн. излучение на ранних ста­диях расширения Вселенной обладали

Спектр эл.-магн. фонового излучения Все­ленной. Сплошной линией показаны резуль­таты наблюдений, пунктиром — теор. оцен­ки.

 

высокой плотностью и темп-рой (>10⁹ К и выше; см. Космология). В ходе космологич. расширения Все­ленной темп-ра горячей плазмы и нахо­дящегося с ней в термодинамич. рав­новесии излучения падала. При достижении темп-ры ~ 4000 К про­изошла рекомбинация протонов и эл-нов, после чего равновесие образовав­шегося нейтр. в-ва (водорода и гелия) с излучением нарушилось — кванты излучения уже не обладали необхо­димой для ионизации в-ва энергией и проходили через него, как через про­зрачную среду. Темп-ра обособив­шегося излучения продолжала сни­жаться и к нашей эпохе составила ок. 3 К. Т. о., это излучение сохрани­лось до наших дней как реликт от эпохи рекомбинации и образования нейтр. атомов Н и Не.

Р. и. участвовало и участвует в важнейших крупномасштабных про­цессах во Вселенной и поэтому должно нести на себе отпечаток этих процессов. Одно из св-в Р. и.— изотропность -показывает, что значительных по ве­личине неоднородностей плотности, способных затем привести к образо­ванию галактик, в момент рекомбина­ции не было (давление излучения ме­шало конденсации в-ва). Если бы на ранних стадиях развития Вселенной заметную роль играли процессы, сопровождающиеся значит. энерговы­делением (аннигиляция пар и др.), то они исказили бы хар-р спектра Р. и., близкий к спектру излучения абсолют­но чёрного тела. Обнаружение таких особенностей в спектре Р. и. позволило бы уточнить тепловую эволюцию Все­ленной. В совр. эпоху Р. и. благодаря своей высокой плотности определяет время существования релятив. эл-нов и др. ч-ц космических лучей со сверх­высокими энергиями в межгалактич. пр-ве. Эл-ны, сталкиваясь с фотонами

Р. и., отдают им энергию и тормозят­ся. Энергия реликтовых фотонов при этом возрастает во много раз (обрат­ный Комптона эффект), и они могут попасть в рентг. диапазон. Таково, возможно, происхождение косм. фо­нового рентг. излучения. При столк­новении с фотонами Р. и. протонов и ядер косм. лучей ядра расщепляются, а соударения с протонами приводят к рождению электрон-позитронных пар, p-мезонов и др. ч-ц. С этими процес­сами связывают практич. отсутствие в косм. лучах ч-ц с энергией ³10²⁰ эрг, а также малое кол-во тяжёлых ядер. Эксперименты показали, что темп-ра Р. и. практически не зависит от направления наблюдения. Однако обнаружен эффект, связанный с дви­жением Солнечной системы и Галакти­ки относительно фона Р. и. Вследствие Доплера эффекта фотоны Р. и., ле­тящие навстречу наблюдателю, ка­жутся более энергичными, чем дого­няющие наблюдателя. На небесной сфере удалось выделить две диаметрально противоположные области, в к-рых отмечается относит. повыше­ние и понижение темп-ры Р. и., выз­ванное движением Солнца относитель­но системы координат, связанной с Р. и. Оказалось, что Солнце движется со скоростью 390±60 км/с в направлении созвездия Льва. В связи с этим Р. и. можно рассматривать как своеобраз­ную выделенную систему координат во Вселенной.

•    Зельдович      Я. Б.,           Новиков И. Д., Строение и эволюция Вселен­ной, М., 1975; Вайнберг С., Первые три минуты, пер. с англ., М., 1981; Физика кос­моса, М., 1976 (Маленькая энциклопедия).

РЕЛЯТИВИСТСКАЯ ИНВАРИАНТ­НОСТЬ (лоренц-инвариантность), ин­вариантность (неизменность) законов природы относительно преобразований Лоренца, вытекающая из относитель­ности теории. Р. и. выражает рав­ноправие всех инерциальных систем отсчёта; в силу Р. и. ур-ния, описы­вающие любые физ. процессы, имеют во всех таких системах одинаковый вид. Р. и. жёстко ограничивает класс допустимых физ. ур-ний и поэтому играет фундам. роль при поисках новых физ. закономерностей.

РЕЛЯТИВИСТСКАЯ КВАНТОВАЯ МЕХАНИКА, раздел теор. физики, в к-ром рассматриваются релятив. квант. законы движения микрочастиц (эл-нов и др.) в т.н. о д н о ч а с т и ч н о м  п р и б л и ж е н и и. Реля­тив. эффекты велики при энергиях ч-цы, сравнимых с её энергией покоя. При таких энергиях может происхо­дить рождение ч-ц (реальных или виртуальных), поэтому рассмотрение одной ч-цы в общем случае неправо­мерно. Последоват. описание свойств релятив. квант. ч-ц возможно только в рамках квантовой теории поля. Однако в нек-рых задачах образова­ние ч-ц можно не учитывать и исполь­зовать волн. ур-ния, описывающие движение одной ч-цы (одночастичное приближение). Так находят, напр.,

релятив. поправки к ат. уровням энергии (определяющие тонкую струк­туру). Такой подход явл. логически незамкнутым, поэтому Р. к. м., в к-рой рассматриваются задачи подоб­ного типа, в отличие от релятив. квант. теории поля и нерелятив. квант. механики, не существует как последоват. теория. Основой расчётов в Р. к. м. служат релятив. обобщения Шрёдингера уравнения: Дирака урав­нение для эл-нов и др. ч-ц со спином ¹/₂ (в ед. ћ) и Клейна — Гордона — Фока уравнение для ч-ц со спином 0. И. Ю. Кобзарев.

РЕЛЯТИВИСТСКАЯ МЕХАНИКА, раздел теор. физики, рассматриваю­щий классич. законы движения тел (ч-ц) при скоростях движения v, сравнимых со скоростью света с. Р. м. основана на спец. теории относитель­ности. Осн. ур-ния Р. м.— релятив. обобщение 2-го закона Ньютона и релятив. закон сохранения энергии-импульса — удовлетворяют требова­ниям принципа относительности Эйн­штейна. Из них, в частности, следует, что скорость матер. объектов не может превышать с. При v<<с Р. м. пере­ходит в классич. механику Ньютона. См. Относительности теория.

РЕЛЯТИВИСТСКАЯ СКОРОСТЬ, ско­рость v, близкая к скорости света с. Ч-ца, движущаяся с Р. с., наз. р е л я т и в и с т с к о й. Энергия сво­бодной релятивистской частицы ξ=m₀c²Ö(1-v²/с²) сравнима или больше удвоенной энергии покоя ч-цы: ξ³2 m₀c²(m₀ — масса покоя ч-цы); если ξ>>m₀c², ч-ца наз. у л ь т р а р е л я т и в и с т с к о й.

РЕЛЯТИВИСТСКИЕ ЭФФЕКТЫ, физ. явления, наблюдаемые при скоростях тел (ч-ц) v, сравнимых со скоростью света с. К ним относятся: релятив. со­кращение продольных (в направлении движения тела) длин, релятив. замед­ление времени, увеличение массы тела с ростом его энергии и т. п., рассмат­риваемые в частной (специальной) относительности теории. Для квант. систем ч-ц (атомов, ат. ядер и др.), в к-рых относит. движение ч-ц проис­ходит со скоростями v <<с, Р. э. дают поправки к уровням энергии, пропорц. степеням отношения v/c (см. Спин-орбитальное взаимодействие). Реля­тивистскими наз. также эффекты об­щей теории относительности (реля­тив. теории тяготения), напр. эффект замедления течения времени в силь­ном гравитац. поле (см. Тяготение).

РЕНОРМАЛИЗАЦИОННАЯ ИНВА­РИАНТНОСТЬ, требование самосог­ласованности процедуры перенорми­ровки, состоящее в том, что наблюдае­мые физ. величины, вычисленные с помощью первоначальных и ренормированных параметров, должны сов­падать. Ренормированные параметры можно вводить по-разному (см. Пере-

635

 

 

нормировка); переходы от одного спо­соба введения параметров к другому составляют р е н о р м а л и з а ц и о н н у ю  г р у п п у.

А. В. Ефремов.

РЕНОРМИРОВКА, то же, что перенор­мировка.

РЕНТГЕН (Р, R), внесистемная ед. экспозиц. дозы рентг. и гамма-излуче­ний, определяемая по их ионизирую­щему действию на сухой атм. воздух. Названа в честь нем. физика В. К. Рент­гена (W. К. Rötgen). При дозе 1 Р в объёме воздуха 1 см³ образуется такое число положит. и отрицат. ионов, что суммарно они несут 1 ед. заряда СГС каждого знака. 1 Р= 2,57976•10^-4 Кл/кг.

РЕНТГЕНОВСКАЯ КАМЕРА, прибор для изучения и контроля ат. струк­туры образца путём регистрации на фотоплёнке картины, возникающей при дифракции рентгеновских лучей на исследуемом образце. Применяется в рентгеновском структурном ана­лизе, рентгенографии материалов, рентгеновской топографии. Назначе­ние Р. к.— обеспечить выполнение ус­ловий дифракции рентг. лучей соглас­но Брэгга — Вульфа условию и получе­ние рентгенограмм.

Источником излучения для Р. к. Служит рентгеновская трубка. Р. к. конструктивно различны в зависимо­сти от их назначения (камеры для исследования монокристаллов, поли­кристаллов, для рентг. топографии, для получения малоугловых рентгено­грамм и др.). Все Р. к. (см. приве­дённые ниже рис.) содержат колли­матор, узел установки образца, кассету (плоскую или цилиндрическую) с фотоплёнкой, механизм движе­ния образца (а иногда и кассеты).

Рис. 1. Гониометрич. головка: О — образец; Д—дуго­вые направляющие для наклона образ­ца во взаимно пер­пендикулярных на­правлениях; МЦ — механизм центри­ровки образца, слу­жащий для выве­дения центра дуг, в к-ром находится образец, на ось вращения камеры.

 

Коллиматор формирует рабочий пучок первичного излучения. Вместо него иногда применяется кристалл-монохроматор, к-рый создаёт узкий пучок рентг. излучения определённых длин волн (монохроматич. излучение). В ка­честве монохроматора используют также селективно поглощающие фильт­ры.

Узел установки образца служит для закрепления образца в держателе и задания ему определённого положения относительно первичного пучка, для выведения образца на ось вращения (центрировки), а в Р. к. для исследо­вания монокристаллов — для наклона образца на гониометрич. головке (рис. 1).

Рис. 2. Осн. схемы рентг. камер для ис­следования поликри­сталлов: а — дебаевская камера; б — фо­кусирующая камера с изогнутым кристаллом - монохроматором для исследования об­разцов «на просвет»

(область малых углов дифракции); в — фокусирующая камера для обратной съёмки (большие углы дифракции) на плоскую кассету. Стрелками показаны направления пря­мого и дифрагированного пучков. О — образец; F— фокус рентг. трубки; М — кристалл-монохроматор; К — кассета с фотоплёнкой Ф; Л — ловушка, перехватывающая пер­вичный пучок; ФО — окружность фокусировки, по к-рой располагаются дифракц. максимумы; КЛ — коллиматор; МЦ — механизм центрировки образца.

Рис. 3. Схемы осн. типов рентг. камер для исследования монокристаллов: а — камера для исследования неподвижных кристаллов по методу Лауэ; б — камера вращения; вра­щение образца осуществляют с помощью шестерёнок 1 и 2, колебание — через капоид 3 и рычаг 4; в — рентг. камера для определения размеров и формы элем. ячей­ки. О — образец; ГГ — гониометрич. го­ловка; v — лимб и ось поворота гониомет­рич. головки; КЛ — коллиматор; К — кас­сета с фотоплёнкой Ф; КЭ — кассета для съёмки эпиграмм (обратная съёмка); МД — механизм вращения и колебания образца; Ф — лимб и ось колебания образца; 6 — дуговая направляющая наклонов оси гонио­метрич. головки.

 

 

В Р. к. для исследования поли­кристаллов (рис. 2) применяют как параллельный первичный пучок (дебаевские Р. к.; см. Дебая — Шеррера метод), так и расходящийся (фокуси­рующие Р. к.). Р. к. для исследования монокристаллов конструктивно раз­личны в зависимости от назначения (Р. к. для получения лауэграмм, Р. к. вращения-колебания для изме­рения параметров крист. решётки, Р. к. для определения типа элем. ячейки; рис. 3). Р. к., регистрирующие все дифракц. максимумы (рефлексы) отдельно один от другого (развёртки слоевых линий), наз. рентгеновскими гониометрами. В рентг. гониометрах и Р. к. для рентг. топографии кассета перемещается или вращается син­хронно с образцом.

Для исследования аморфных и стек­лообразных тел и р-ров применяют Р. к., регистрирующие рассеяние рентг. лучей под малыми углами дифракции (малоугловые Р. к.).

• Уманский М. М., Аппаратура рентгеноструктурных исследований, М., 1960; Гинье А., Рентгенография крис­таллов, пер. с франц., М., 1961; Ф и н к е л ь В. А., Высокотемпературная рент­генография металлов, М., 1968; его же, Низкотемпературная рентгенография метал­лов, М., 1971.                        

В. В. Зубенко.

РЕНТГЕНОВСКАЯ МИКРОСКОПИЯ, совокупность методов исследования микроскопич. строения объектов с по­мощью рентгеновского микроскопа. Р. м. находит применение для иссле­дования строения разл. объектов в ме­дицине, минералогии (рис. 1), металловедении (рис. 2) и др. областях нау­ки и техники.

Рис. 1. Рентгеновская микрофотография же­лезной руды: а — си­ликат железа; б — магнетит. Увеличе­ние в 50 раз.

Рис. 2. Снимки микроструктуры одних и тех же участков сплава алюминия с 5% меди, полученные с помощью оптич. (а) и рентг. (б) микроскопов. Вверху и внизу представлены снимки сплавов, кристалли­зовавшихся при разной скорости охлажде­ния (180 град/мин и 1 град/мин соотв.). Снимок в рентг. излучении выявляет более тонкое строение микрозёрен сплава (микродендриты — тёмные полосы, скопления ато­мов по границам субзёрен — светлые ли­нии). На верхних снимках увеличение в 250 раз, на нижних — в 100 раз.

 

636

 

 

С помощью рентг. мик­роскопа можно оценить кач-во окрас­ки или тонких покрытий, оклейки или отделки миниатюрных изделий, получать микрорентгенографии биол. срезов толщиной до 200 нм. Его используют для анализа сплавов лёг­ких и тяжёлых металлов, при изуче­нии внутр. строения непрозрачных для света и электронов объектов. Об­разцы при этом не нужно помещать в вакуум: они не подвергаются разру­шению.

• См. лит. при ст. Рентгеновский микроскоп.

В. Г. Лютцау.

РЕНТГЕНОВСКАЯ СПЕКТРОСКО­ПИЯ, получение рентгеновских спект­ров испускания и поглощения и их использование в исследованиях элек­тронной энергетич. структуры атомов, молекул и тв. тел. К Р. с. относят также рентгеноэлектронную спектро­скопию, исследование зависимости ин­тенсивности тормозного и характеристич. спектров от напряжения на рентг. трубке (метод изохромат), спектроскопию потенциалов возбужде­ния.

Характеристич. спектры испускания регистрируются рентг. спектрометра­ми (см. Спектральная аппаратура рентгеновская). Их исследуют по за­висимости интенсивности излучения от энергии рентг. фотона. Форма и поло­жение линий в рентг. спектрах испус­кания несут информацию об энерге­тич. распределении плотности состоя­ний внеш. эл-нов атома, позволяют экспериментально выявить симметрию их волновых функций и их распределе­ние между сильно связанными лока­лизованными эл-нами атома и кол­лективизированными эл-нами твёрдого тела.

Исследуя по рентг. спектрам погло­щения зависимость коэфф. поглощения от энергии рентг. фотонов, получают сведения об энергетич. распределении плотности свободных электронных состояний. Спектр. положение грани­цы спектра поглощения и максимумов его тонкой структуры позволяют найти кратность зарядов ионов в соединениях (её можно определить во мн. случаях и по смещениям осн. линий спектра испускания). Р. с. даёт возможность также установить симметрию ближ­него окружения атома, а также приро­ду хим. связи. Далёкая тонкая струк­тура Р. с., исследуемая с помощью синхротронного излучения, даёт ин­формацию о типе и расположении атомов в ближайшем окружении от того атома, спектр к-рого получают, а также об их расстояниях друг от друга. Рентг. спектры, возникающие при бомбардировке атомов мишени тяжёлыми ионами высокой энергии, дают возможность судить о распреде­лении излучающих атомов по кратно­сти внутр. ионизации. Спектры самих летящих ионов позволяют исследовать динамику распада состояний внутр. ионизации ионов с сильно ободранной

электронной оболочкой. Рентгеноэлектронная спектроскопия находит приме­нение для определения энергии внут­ренних уровней атомов, для химиче­ского анализа и изучения валентных состояний атомов в химических соеди­нениях.

•    Баринский      Р.     Л.,        Нефедов В. И., Рентгено-спектральное опреде­ление заряда атомов в молекулах, М., 1966; Зимкина Т. М., Фомичев В. А., Ультрамягкая рентгеновская спектроскопия, Л., 1971; Немошкаленко В. В., Рентгеновская эмиссионная спектроскопия металлов и сплавов, К., 1972; Azaroff L. V. (ed.), X-ray spectroscopy, N. Y.—[a. o.], 1974; Рентгеновские спектры молекул, под ред. А. В. Николаева, Новосиб., 1977; Майзель А., Леонхардт Г., Capган Р., Рентгеновские спектры и химиче­ская связь, пер. с нем., К., 1981.

М. А. Блохин.

РЕНТГЕНОВСКАЯ ТОПОГРАФИЯ, совокупность рентг. дифракц. методов изучения разл. дефектов строения в почти совершенных кристаллах. К таким дефектам относятся: блоки и границы структурных элементов, дефекты упаковки, дислокации, скоп­ления атомов примесей. Осуществляя дифракцию рентгеновских лучей на кристаллах разл. методами «на про­свет» и «на отражение» в спец. рент­геновских камерах, регистрируют диф­ракц. изображение кристалла — т о п о г р а м м у, расшифровывая к-рую получают информацию о дефектах в кристаллах.

Физ. основу методов Р. т. составляет дифракц. контраст в изображении разл. областей кристалла в пределах о д н о г о  д и ф р а к ц и о н н о г о  п я т н а. Этот контраст формируется вследствие различий интенсивностей или направлений лучей от разных то­чек кристалла в соответствии с совер­шенством или ориентацией крист. ре­шётки в этих точках. Эффект, вызывае­мый изменением хода лучей, позво­ляет оценивать размеры и дезориен­тации элементов субструктуры в кри­сталлах (фрагментов, блоков), а раз­личие в интенсивностях пучков ис­пользуется для выявления дефектов упаковки, дислокаций, сегрегации примесей и напряжений. Р. т. отли­чается от др. рентг. структурных мето­дов (см. Рентгеновский структурный анализ, Рентгенография материалов) высокой разрешающей способностью и чувствительностью, а также возмож­ностью исследования объёмного рас­положения дефектов в сравнительно крупных (до десятков см), почти со­вершенных кристаллах.

Линейное разрешение мн. методов Р. т. составляет от 20 до 1 мкм, угл. разрешение — от 1' до 0,01". Чув­ствительность определяется контрас­том в интенсивностях дифрагиров. лучей от «удачно» и «неудачно» ори­ентированных областей и от «совершен­ных» и «искажённых» областей кри­сталла.

Методы Р. т. различаются по об­ласти используемых углов дифракции, по хар-ру выявляемых дефектов, степени несовершенства и дефектности кристаллов, чувствительности и разрешающей способности. Преобра­зование рентг. изображений в види­мые с последующей их передачей на телевиз. экран позволяет осуществ­лять контроль дефектности кристал­лов в процессе разл. воздействий на них при технологич. обработке или при исследовании их св-в.

В.   Г.  Лютцау.

РЕНТГЕНОВСКАЯ ТРУБКА, элект­ровакуумный прибор, служащий источ­ником рентгеновского излучения, к-рое возникает при вз-ствии испускаемых катодом эл-нов с в-вом анода (антика­тода). В Р. т. энергия эл-нов, ускорен­ных электрич. полем, частично пере­ходит в энергию рентг. излучения. Спектр излучения Р. т. представляет собой спектр тормозного рентг. спект­ра, а при достаточных энергиях эл-нов на него накладывается характеристич. спектр в-ва анода.

Р. т. применяют в рентгеновском структурном анализе, спектральном анализе рентгеновском, дефектоско­пии, рентгенотерапии и рентгенодиаг­ностике, рентгеновской микроскопии, микрорентгенографии и рентг. лито­графии. В зависимости от области применения Р. т. могут различаться по типу конструкции, способу полу­чения и фокусировки пучка эл-нов, вакуумированию, охлаждению анода, размерам и форме фокуса (области

Схема рентгеновской трубки для структур­ного анализа: 7 — металлич. анодный ста­кан (обычно заземляется); 2 — окна из бе­риллия для выхода рентг. излучения; 3 — термоэмиссионный (подогревный) катод; 4 — стеклянная колба; 5 — выводы катода, к к-рым подводится напряжение накала, а также высокое (относительно анода) напря­жение; 6 — электростатич. система фокуси­ровки эл-нов; 7 — анод; 8 — патрубки для охлаждающей системы.

 

излучения на поверхности анода) и др. Наиб. широко применяются т. н. отпаянные Р. т. с термоэмиссионным катодом, водяным охлаждением анода, электростатич. фокусировкой эл-нов (рис.). Термоэмиссионный катод Р. т. обычно представляет собой спираль или прямую нить из вольфрамовой проволоки, накаливаемую электрич. током. Рабочий участок анода — ме­таллич. зерк. поверхность — распо­ложен перпендикулярно или под нек-рым углом к потоку эл-нов. Для полу­чения сплошного тормозного спектра рентг. излучения высоких энергий и интенсивностей применяются аноды из Аи, W; в структурном анализе используются Р. т. с анодами из Ti, Cr, Fe, Co, Ni. Cu, Mo, Ag. Осн. хар-

637

 

 

ки Р. т.— предельно допустимое ус­коряющее напряжение (1—500 кВ), электронный ток (0,01 мА — 1 А), уд. мощность, рассеиваемая анодом (10—10⁴ Вт/мм²), общая потребляемая мощность (0,002 Вт — 60 кВт). Кпд Р. т. составляет 0,1—3%.

• Тейлор А., Рентгеновская метал­лография, пер. с англ., М., 1965; У м а н с к и й Я. С., Рентгенография металлов и полупроводников, М., 1969; Шмелев В К., Рентгеновские аппараты, 4 изд., М., 1973.

РЕНТГЕНОВСКИЕ ЛУЧИ, см. Рент­геновское излучение.

РЕНТГЕНОВСКИЕ СПЕКТРЫ, спект­ры испускания и поглощения рентг. излучения, т. е. эл.-магн. излучения в области длин волн от 10^-4 до 10³ Å. Для исследования Р. с. применяют спектрометры с диспергирующим эле­ментом (кристаллом-анализатором или дифракц. решёткой) либо бездифракц. аппаратуру, состоящую из детектора (сцинтилляционного, газового пропор­ционального или полупроводникового счётчика) и амплитудного анализа­тора импульсов (см. Спектральная аппаратура рентгеновская).

Спектр излучения рентгеновской трубки представляет собой наложение т о р м о з н о г о  и  х а р а к т е р и с т и ч е с к о г о Р. с. Тормозной Р. с. возникает при торможении за­ряж. ч-ц, бомбардирующих мишень (см. Тормозное излучение). Интенсивность тормозного спектра быстро растёт с уменьшением массы бомбардирующих ч-ц и достигает значит. величины при возбуждении эл-нами. Тормозной Р. с.— сплошной, он непрерывно распределён по всем дл. волн l вплоть до KB границы l₀= hc/eV (здесь е -заряд бомбардирующей ч-цы, V - пройденная ею разность потенциалов).

Рис. 1. Распреде­ление интенсивно­сти I тормозного излучения W по длинам волн l при разл. напря­жениях V на рентг. трубке.

 

С возрастанием энергии ч-ц интенсив­ность тормозного Р. с. I растёт, а l₀ смещается в сторону коротких волн (рис. 1); с увеличением порядкового номера Z атомов мишени I также ра­стёт.

Характеристич. Р. с.— дискретные, их испускают атомы мишени при столкновении с заряж. ч-цей высокой энергии (п е р в и ч н ы е Р. с.) или рентг. фотоном (ф л у о р е с ц е н т н ы е Р. с.). В результате столкнове­ния с одной из внутр. оболочек атома (К-, L-, М-,... оболочек) вылетает эл-н. Состояние атома с вакансией во внутр. оболочке (его нач. состояние) неустойчиво. Эл-н одной из внеш. оболочек может заполнить эту вакансию, и атом при этом переходит в конечное состояние с меньшей энергией, испус­кая избыток энергии в виде фотона характеристич. излучения. Поскольку энергии начального ξ₁ и конечного ξ₂ состояний атома квантованы, воз­никает линия Р. с. с частотой v= (ξ₁-ξ₂)/h. Все возможные излучательные квант. переходы атома из нач. K-состояния образуют наиболее жёсткую (коротковолновую ) .К-серию.

Рис. 2. Схема К-, L-, М-уровней атома и осн. линии К- и L-серий.

 

Аналогично образуется L-, М-, N-ceрии (рис. 2). Положение линий ха­рактеристич. Р. с. зависит от ат. номера элемента, составляющего ми­шень (см. Мозли закон).

Каждая серия характеристич. Р. с, возбуждается при прохождении бом­бардирующими ч-цами определённой разности потенциалов — потенциала возбуждения V_q (q — индекс возбуж­даемой серии, рис. 3). При дальней­шем росте V интенсивность I линий этого спектра растёт пропорционально (V-V_q)², затем рост интенсивности замедляется и при V »11V_q начинает падать.

Рис. 3. Зависимость интенсивности I тор­мозного рентгенов­ского спектра от ча­стоты n вблизи n_q.

1  — без поглотителя, 2  — после прохожде­ния   поглотителя.

 

Относит. интенсивности линий одной серии определяются вероятно­стями квантовых переходов и, следова­тельно, соответствующими отбора правилами.

Спектр поглощения получают, про­пуская рентг. излучение непрерывного спектра через тонкий поглотитель. При этом распределение интенсив­ности по спектру изменяется — наб­людаются скачки и флуктуации погло­щения, к-рые и представляют собой спектры поглощения. Для каждого уровня Р. с. поглощения имеют рез­кую низкочастотную (длинноволно­вую) границу n_q(hn_q=eV_q), при к-рой происходит скачок поглощения.

В Р. с. поглощения наблюдаются небольшие флуктуации интенсивности (далёкая тонкая структура), обуслов­ленные вз-ствием эл-на, удалённого из исследуемого атома, с соседними атомами.

Р. с. нашли применение в рентгенов­ской спектроскопии, спектральном анализе- рентгеновском, рентгеновском структурном анализе.

• См. лит. при ст. Рентгеновское излучение.

РЕНТГЕНОВСКИЙ ГОНИОМЕТР, прибор, с помощью к-рого можно одновременно регистрировать направ­ление дифрагированного на исследуе­мом образце рентгеновского излучения и положение образца в момент возник­новения дифракции. Р. г. может быть самостоят. прибором, регистри­рующим на фотоплёнке дифракц. кар­тину; в этом случае он представляет собой рентгеновскую камеру. Р. г. называют также все гониометрич. устройства, являющиеся составной ча­стью рентгеновских дифрактометров и служащие для установки образца в положения, соответствующие условиям возникновения дифракции рентгенов­ских лучей, и детектора в направлении дифрагир. лучей.

В Р. г. с фоторегистрацией для ис­следования монокристаллов или текс­тур выделяют дифракц. конус, соот­ветствующий исследуемой кристалло­графич. плоскости. Фотоплёнка и об­разец движутся синхронно, поэтому одна из координат на плёнке соответ­ствует азимутальному углу дифрагир. луча, вторая — углу поворота образ­ца [так работает Р. г. Вайсенберга (рис. 1) и текстурный Р. г. Жданова]. В Р. г. для дифрактометров может быть использована аналогичная схема, однако угол поворота образца и углы поворота и наклона детектора в этом случае отсчитываются непосредствен­но по лимбам или датчикам, установ­ленным на соответствующих валах.

Рис. 1. Схема рентг. гониометра типа Вайсенберга. Зубчатые передачи и ходовой винт обеспечивают синхронное движение иссле­дуемого образца (О) и цилиндрич. кассе­ты (К) с рентг. плёнкой.

Рис. 2. Схема экваториального четырёхкружного гониометра для исследования моно­кристаллов. Лимб 1 измеряет Ф₂— угол поворота кристалла вокруг оси гониометрич. головки; лимб 2 регистрирует c — угол наклона оси Ф; лимб 3 измеряет w — угол вращения относительно гл. оси гониометра; лимб 4 измеряет угол поворота счётчика 2 q.

638

 

 

В рентг. дифрактометрах для иссле­дования монокристаллов и текстур применяется т. н. экваториальная гео­метрия: счётчик перемещается только в одной плоскости, а образец нужно поворачивать вокруг трёх взаимно перпендикулярных осей (рис. 2) т. о., чтобы дифрагир. пучок попал в плос­кость движения счётчика. В Р. г. для исследования поликристаллич. образцов используют слегка расходя­щийся пучок, к-рый после дифракции на объекте сходится в одну точку.

• Уманский М. М., Аппаратура рентгтеноструктурных исследований, М., 1960; Хейкер Д. М., Рентгеновская дифрактометрия монокристаллов, Л., 1973.

Д. М. Хейкер.

РЕНТГЕНОВСКИЙ ДИФРАКТОМЕТР, прибор для измерения интен­сивности и направления рентг. пучков, дифрагированных на крист. объекте (см. Дифракция рентгеновских лучей), Р. д. применяется для решения разл. задач рентгеновского структурного анализа, рентгенографии материалов. Он по­зволяет измерять интенсивность дифра­гированного в заданном направлении излучения с точностью до десятых долей % и угол дифракции с точностью до десятых долей мин.

Р. д. состоит из источника рентге­новского излучения, рентгеновского гониометра, в к-рый помещают ис­следуемый образец, детектора излу­чения и электронного измерительно-регистрирующего устройства. Детек­тором в Р. д. служат не фотомате­риалы, как в рентгеновской камере, а сцинтилляционные, пропорциональ­ные и ПП счётчики. В процессе изме­рения счётчик перемещается и регист­рирует в каждой точке энергию излучения за определённый интервал времени. Используются также одномер­ные и двумерные позиционно-чувствительные детекторы, фиксирующие одновременно интенсивность и коорди­наты неск. отражений. По сравнению с рентг. камерами Р. д. обладают более высокой точностью, чувствитель­ностью, большей экспрессностью. Про­цесс получения информации в Р. д. мо­жет быть полностью автоматизирован, поскольку в нём отсутствует необходи­мость проявления фотоплёнки, причём в автоматич. Р. д. ЭВМ управляют прибором и обрабатывают полученные данные. Универс. Р. д. можно исполь­зовать для разл. рентгеноструктурных исследований, заменяя пристав­ки к гониометрич. устройству. В боль­ших лабораториях применяются специализир. Р. д., предназначенные для решения к.-л. одной задачи.

•См. лит. при ст. Рентгеновский гониометр.

Д.  М. Хейкер.

РЕНТГЕНОВСКИЙ МИКРОСКОП, микроскоп, предназначенный для ис­следования микроструктуры объектов в рентгеновском излучении. Предел разрешения Р. м. может превышать разрешение световых микроскопов на 2—3 порядка в соответствии с отноше­нием длин волн l рентг. и видимого излучений. Специфичность вз-ствия

рентгеновского излучения с в-вом обусловливает отличие рентг. оптич. систем от световых. Малое отклонение показателя преломления рентг. лучей от единицы (меньше чем на 10^-4) практически не позволяет использо­вать для их фокусировки линзы и призмы. Электрич. и магн. линзы для этой цели также неприменимы, т. к. рентг. излучение инертно к электрич. и магн. полям. Поэтому в Р. м. для фокусировки рентг. лучей используют явление их полного внеш. отражения изогнутыми зеркальными плоскостя­ми или отражение их от кристаллогра­фич. плоскостей (в отражательном Р. м.). Оказалось также возможным построить Р. м. по принципу теневой проекции объекта в расходящемся пучке лучей от точечного источника (проекционный, или теневой, Р. м.). Отражательный Р. м. содер­жит микрофокусный источник рентг. излучения, изогнутые зеркала-отра­жатели из стекла (кварца с нанесён­ным на него слоем золота) или изогну­тые монокристаллы и детекторы изо­бражения (фотоплёнки, электронно-оптические преобразователи). На рис. 1 приведена схема хода лучей в Р. м. с двумя зеркалами, повёрнутыми друг относительно друга на 90°. Получение высокого разрешения в таком Р. м. ограничивается малым углом полного внеш. отражения (угол скольжения <0,5°), следовательно, большим фо­кусным расстоянием (>1 м) и очень жёсткими требованиями к профилю и качеству обработки поверхностей зеркал (допустимая шероховатость ~1 нм).

Рис. 1. Схема фокусировки рентг. лучей в отражательном Р. м. с двумя скрещенными зеркалами: ОО'-оптич. ось системы; А — объект, А'— его изображение. Увеличение О'А'/ОА.

 

Полное разрешение таких Р. м. зависит от l и угловой аперту­ры, не превышающей угла скольжения. Напр., для излучения с l=0,1 нм и угла скольжения 25' дифракц. разре­шение не превышает 8,5 нм (увеличе­ние до 10⁵). При использовании для фокусировки рентг. излучения изог­нутых монокристаллов, помимо разл. аберраций оптических систем, на качество изображения влияют несо­вершенства крист. структуры, а также конечная величина брегговских углов дифракции рентгеновских лучей. Проекционный Р. м. вклю­чает в себя рентг. источник со сверхмикрофокусом диаметром d=0,1— 1 нм, камеру для размещения исследуемого объекта и регистрирующее устройство. Увеличение М проекц. Р. м. определяется отношением расстояний от источника излучения до объекта (а) и до детектора (b):М=b/а (рис. 2). Линейное разрешение проекц. Р. м. достигает 0,1—0,5 нм. Геом. разре­шение определяется величиной нерез­кости (полутени) края объекта Р_Г, зависящей от размера источника рентг. лучей и увеличения М: P_Г=Md. Дифракц. разрешение зависит от дифракц. френелевской бахромы на крае P_д=al^1/2, где а — расстояние от

источника до объекта. Поскольку а не может быть меньше 1 нм, разреше­ние при l=0,1 нм составит 10 нм (если размеры источника обеспечат такое же геом. разрешение). Контраст в изображении возникает благодаря различию в поглощении излучения разл. участками объекта. Этим разли­чием определяется и чувствительность теневого Р. м.

Р. м. может быть оснащён разл. преобразователями рентг. изображе­ния в видимое в сочетании с телеви­зионными системами.

• Уманский Я. С., Рентгеногра­фия металлов и полупроводников, М., 1969: С о s s l e t t V. В., N i x о n W. С., X-ray microscopy, Camb., 1960.         

В. Г. Лютцау.

РЕНТГЕНОВСКИЙ СТРУКТУРНЫЙ АНАЛИЗ, методы исследования стру­ктуры в-ва по распределению в пр-ве и интенсивностям рассеянного на ана­лизируемом объекте рентгеновского излучения. Р. с. а. наряду с нейтро­нографией и электронографией явл. дифракц. структурным методом; в его основе лежит вз-ствие рентг. излуче­ния с эл-нами в-ва, в результате к-рого возникает дифракция рентгеновских лучей. Дифракц. картина зависит от дл. волны используемого излучения и ат. строения объекта. Для исследова­ния ат. структуры применяют излу­чение с дл. волны ~1Å (~0,1 нм), т. е. порядка размеров атомов. Методами Р. с. а. изучают металлы, сплавы, минералы, неорганич. и органич. соединения, полимеры, аморфные ма­териалы, жидкости и газы, молекулы белков, нуклеиновых к-т и т. д. Наи­более успешно Р. с. а. применяют для установления ат. структуры крист. тел, т. к. кристаллы обладают стро­гой периодичностью строения и пред­ставляют собой созданную самой при­родой дифракционную решётку для рентг. излучения.

Историческая справка. Дифракция рентг. лучей на кристаллах открыта в

639

 

 

1912 нем. физиком М. Лауэ и его со­трудниками В. Фридрихом и П. Книппингом. Разработанная Лауэ теория дифракции рентг. лучей на кристаллах позволила связать l излучения, па­раметры элем. ячейки кристалла а, b, с (см. Кристаллическая решётка), углы падающего (a₀, b₀, g₀) и дифрак­ционного (a, b, g) лучей соотноше­ниями:

а (cosa-cosa₀)=hl,

b(cosb-cosb₀)=kl,           (1)

с(cosg-cosg₀)=ll,

где h, k, l — целые числа (индек­сы кристаллографические). Ур-ния (1) наз. условием Лауэ для возник­новения дифракции рентг. лучей, они требуют, чтобы разность хода между параллельными лучами, рассеянными атомами, отвечающими соседним узлам решётки, была равна целому числу l.

В 1913 англ. физик У. Л. Брэгг и одновременно с ним Г. В. Вульф показали, что дифракц. пучок можно рассматривать как отражение падаю­щего луча от одной из систем кристал­лографич. плоскостей (см. Брэгга — Вульфа условие). В том же году У. Г. и У. Л. Брэгги впервые иссле­довали ат. структуры простейших кри­сталлов рентг. дифракц. методами. В 1916 в Германии П. Дебай и П. Шерpep предложили дифракц. метод ис­следования структуры поликристаллич. материалов. В последующие годы были предложены разл. эксперим. методы изучения монокристаллов, развита теория дифракции и теория методов определения по эксперим. данным ат. структуры кристаллов, полимеров, аморфных тел и жидкостей, а также газов. В 50-х гг. начали бурно развиваться методы Р. с. а. с исполь­зованием ЭВМ в технике эксперимен­та и при обработке рентг. дифракц. информации.

Эксперим. методы Р. с. а. Для соз­дания условий дифракции и реги­страции излучения служат рентге­новские камеры, рентгеновские дифрактометры и рентгеновские гонио­метры. Рассеянное рентг. излучение в них фиксируется на фотоплёнке или измеряется детекторами ядерных из­лучений. В зависимости от состояния исследуемого образца и его св-в, а также от характера и объёма инфор­мации, к-рую необходимо получить, применяют разл. методы Р. с. а. Мо­нокристаллы, отбираемые для иссле­дования ат. структуры, должны иметь размеры ~0,1 мм и по возможности обладать совершенной структурой. Ис­следованием дефектов в сравнительно крупных почти совершенных кристал­лах занимается рентгеновская топо­графия, к-рую иногда относят к Р. с. а.

Метод Лауэ — простейший ме­тод получения рентгенограмм от моно­кристаллов. Кристалл в эксперименте Лауэ неподвижен, а используемое

рентг. излучение имеет непрерывный спектр. Расположение дифракц. пятен на лауэграммах (см. рис. в ст. Лауэграмма) зависит от симметрии кри­сталла и его ориентации относительно падающего луча, что позволяет уста­новить его принадлежность к одной из 11 лауэвских групп симметрии и оп­ределять направление его кристалло­графич. осей (ориентировать) с точ­ностью до неск. угловых минут. По характеру пятен на лауэграммах, и особенно появлению астеризма, мож­но выявить внутр. напряжения и нек-рые др. дефекты кристаллич. структуры. Методом Лауэ проверяют качество монокристаллов при выборе образца для его более полного струк­турного исследования (см. также Лауэ метод).

М е т о д ы   к а ч а н и я   и   в р а щ е н и я образца используют для определения периодов повторяе­мости (постоянной решётки) вдоль кристаллографич, направления в мо­нокристалле. Они позволяют, в част­ности, установить параметры а, b, с элем. ячейки кристалла. В этом методе используют монохроматич. рентг. из­лучение, образец приводится в коле­бат. или вращат. движение вокруг оси, совпадающей с кристаллографич. на­правлением, вдоль к-рого и исследуют параметры а, b, с. Пятна на рентгено­граммах качания и вращения, получен­ных в цилиндрич. кассетах, распола­гаются на семействе параллельных ли­ний (рис. 1). Зная расстояние между этими линиями, l и диаметр кассеты можно вычислить искомые параметры кристалла. Условия (1) для дифракц. лучей в этом методе выполняются за счёт изменения углов при качании или вращении образца.

Р е н т г е н г о н и о м е т р и ч е с к и е  м е т о д ы. Для полного иссле­дования структуры монокристалла ме­тодами Р. с. а. необходимо не только установить положение, но и измерить интенсивности как можно большего числа дифракц. отражений, к-рые мо­гут быть получены от кристалла при данной l и всех возможных ориентациях образца. Интенсивность опреде­ляют фотографически, измеряя микро­фотометром степень почернения каж­дого пятна на рентгенограмме, или регистрируют непосредственно с по­мощью счётчиков рентг. квантов, что повышает чувствительность и точность измерений. Чтобы иметь полный набор отражений, в рентг. гониометрах по­лучают серию рентгенограмм. На каж­дой из них фиксируются дифракц. отра­жения, на кристаллографич. индексы к-рых накладываются определ. огра­ничения (напр., на разных рентгено­граммах регистрируются отражения типа hk₀, hk₁ и т. д., рис. 2).

Для установления ат. структуры ср. сложности (~50—100 атомов в элем. ячейке) необходимо измерить интен­сивности неск. сотен и даже тысяч дифракц. отражений. Эту весьма тру­доёмкую и кропотливую работу автоматич. микроденситометры и дифрактометры, управляемые ЭВМ, иногда выполняют в течение неск. недель (на­пример, при анализе структур белков, когда число отражений ~10⁵).

Рис. 1. Рентгенограммы минерала сейдозерита, полученные методами вращения (ввер­ху) и качания (внизу) кристалла. Уменьшая угол качания, можно зафиксировать отд. отражения без перекрытия.

Рис. 2. Рентгенограмма минерала сейдозерита, полученная в рентг. гониометре Вайсенберга. Зарегистрированные отражения имеют индексы hk₀. Отражения, располо­женные на одной кривой, характеризуются постоянными k.

 

Значи­тельно сокращают время эксперимента многоканальные дифрактометры.

М е т о д  и с с л е д о в а н и я  п о л и к р и с т а л л о в (метод Дебая — Шеррера). Для исследования метал­лов, сплавов, крист. порошков, со­стоящих из множества мелких моно­кристаллов, используют монохрома­тич. излучение. Рентгенограмма поли­кристаллов (дебаеграмма) представ­ляет собой неск. концентрич. колец,

640

 

 

каждое из к-рых состоит из отражений от определённой системы плоскостей различно ориентированных кристал­лов. Дебаеграммы разл. в-в имеют индивидуальный характер и позволя­ют идентифицировать соединения, оп­ределять фазовый состав образцов, размеры и преимуществ. ориентацию (текстурирование) зёрен в в-ве, осу­ществлять контроль за напряжениями в образце и др. (см. Рентгенография материалов, Дебая — Шеррера ме­тод).

И с с л е д о в а н и е  а м о р ф н ы х  м а т е р и а л о в  и  ч а с т и ч н о  у п о р я д о ч е н н ы х  о б ъ е к т о в. Рентгенограмму с чёткими дифракц. максимумами можно получить только при полной трёхмерной периодично­сти образца. Чем ниже степень упоря­доченности его ат. строения, тем более размытый, диффузный характер имеет рассеянное им рентг. излучение. Диа­метр диффузного кольца на рентгено­грамме аморфного в-ва (рис. 3) может служить для грубой оценки ср. меж­атомных расстояний в нём. С ростом степени упорядоченности (см. Дальний и ближний порядок) в строении объек­тов дифракц. картина усложняется (рис. 4) и, следовательно, содержит больше структурной информации.

 

Рис. 3. Рентгенограм­ма аморфного в-ва (ацетата целлюлозы).

Рис. 4. Рентгенограммы биол. объектов: а — волоса; б — натриевой соли ДНК во влаж­ном состоянии; в — текстуры натриевой соли ДНК.

 

М е т о д  м а л о у г л о в о г о  р а с с е я н и я позволяет изучать прост­ранств. неоднородности в-ва, размеры к-рых превышают межатомные рас­стояния и составляют от 5—10 до ~10⁴ Å. Размеры неоднородностей в этом случае во много раз превышают длину волны используемого излуче­ния, поэтому рассеянное рентг. излу­чение концентрируется вблизи первич­ного пучка — в области малых углов рассеяния. Распределение интенсивности в этой области отражает особен­ности структуры исследуемого объекта. Малоугловое рассеяние применяют для изучения пористых и мелкодисперс­ных материалов, сплавов и сложных биол. объектов. Для изолир. молекул белка и нуклеиновых к-т метод позво­ляет определять форму, размеры, мол. массу; в вирусах — характер взаим­ной укладки составляющих их компо­нент (белка, нуклеиновых к-т, липидов); в синтетич. полимерах — упа­ковку полимерных цепей; в порошках и сорбентах — распределение ч-ц и пор по размерам; в сплавах — возник­новение и размеры фаз; в текстурах (в частности, в жидких кристаллах) — форму упаковки ч-ц (молекул) в раз­личного рода надмолекулярные струк­туры. Рентг. малоугловой метод при­меняется и в пром-сти при контроле процессов изготовления катализато­ров, высокодисперсных углей и т. д. В зависимости от строения объекта измерения производят для углов рас­сеяния от долей мин до нескольких град.

Определение ат. структуры по дан­ным дифракции рентг, лучей. Расшиф­ровка ат. структуры кристалла вклю­чает: установление размеров и формы его элем. ячейки; определение принад­лежности кристалла к одной из 230 фёдоровских групп симметрии кристаллов; получение координат базис­ных атомов структуры. Первую и час­тично вторую задачи можно решить ме­тодами Лауэ и качания или вращения образца. Окончательно установить группу симметрии и координаты базис­ных атомов сложных структур воз­можно только с помощью сложного анализа и трудоёмкой матем. обра­ботки значений интенсивностей всех дифракц. отражений от данного кри­сталла. Конечная цель — вычисление по эксперим. данным значений элек­тронной плотности r(х, у, z) в любой точке ячейки кристалла с координа­тами х, у, z. Периодичность строения кристалла позволяет записать элек­тронную плотность в нём через ряд Фурье:

r(х, у, z)=-1/VS_hklF_hkl exp[-2pi(hx+ky+lz)],                   (2)

где V — объём элем. ячейки, F_hkl — коэфф. Фурье, к-рые в Р. с. а. наз. с т р у к т у р н ы м и  а м п л и т у д а м и, i=Ö-1. Каждая структур­ная амплитуда характеризуется тремя целыми числами h, k, l и связана с тем дифракц. отражением, к-рое опреде­ляется условиями (1). Назначение суммирования (2) — математически со­брать дифракц. рентг. отражения, чтобы получить изображение ат. структуры (производить синтез изоб­ражения т. о. приходится из-за отсут­ствия в природе линз для рентг. излу­чения).

Дифракц. отражение — волн. про­цесс. Он характеризуется амплитудой, равной │Fhkl│, и фазой a_hkl (сдвигом

фазы отражённой волны по отношению к падающей), через к-рую выражается структурная амплитуда:

F_hkl=│F_hkl│(cosa_hkl+isina_hkl).

Дифракц. эксперимент позволяет из­мерять только интенсивности отра­жений, пропорциональные │F_hkl│², но не их фазы. Определение фаз состав­ляет осн. проблему расшифровки структуры кристалла, одинаковую в принципиальном отношении для кри­сталлов, состоящих и из атомов, и из молекул. Определив координаты ато­мов в молекулярном крист. в-ве, мож­но выделить его молекулы и устано­вить их размер и форму.

Легко решается задача, обратная структурной расшифровке: матем. рас­чёт структурных амплитуд по извест­ной ат. структуре, а по ним — интен­сивностей дифракц. отражений. Метод проб и ошибок, исторически первый метод расшифровки структур, состоит в сопоставлении экспериментально по­лученных │F_hkl│_эксп с вычисленными на основе пробной модели значениями │F_hkl│_выч. В зависимости от величины фактора расходимости

пробная модель принимается или от­вергается. Для некрист. объектов этот метод явл. практически единственным средством интерпретации дифракц. картины.

Другой путь к расшифровке ат. структур монокристаллов — примене­ние т. н. ф-ций Патерсона (ф-ций меж­атомных векторов). Для построений ф-ций Патерсона нек-рой структуры, состоящей из N атомов, перенесём её параллельно самой себе так, чтобы в фиксир. начало координат попал сна­чала первый атом. Векторы от начала координат до всех атомов структуры (включая вектор нулевой длины до первого атома) укажут положения N максимумов ф-ции межатомных век­торов, совокупность к-рых наз. изоб­ражением структуры в атоме 1. Доба­вим к ним ещё N максимумов, положе­ние к-рых укажет N векторов от вто­рого атома, помещённого с помощью параллельного переноса в то же нача­ло координат. Проделав эту процедуру со всеми N атомами (рис. 5), получим N² векторов. Ф-ция, описывающая их. положение, и есть ф-ция Патерсона Р(u, v, w) (u, v, w — координаты точек в пр-ве межатомных векторов).

Для ф-ции Р (u, v, w) можно полу­чить выражение:

P(u, v, w)=2/VS_hkl│F_hkl│²cos2p(hu+kv+lw),

из к-рого следует, что она определяет­ся модулями структурных амплитуд,

641

 

 

Рис. 5. Схема построения ф-ции Патерсона для структуры,  состоящей из трёх атомов.

 

не зависит от их фаз и, следовательно, может быть вычислена непосредствен­но по данным дифракц. эксперимента. Трудность интерпретации ф-ции P(u, v, w) состоит в необходимости нахож­дения координат N атомов из N² её максимумов, многие из к-рых сливают­ся из-за того, что межатомные векторы часто перекрываются. Наиболее прост для расшифровки случай, когда в структуре содержится один тяжёлый и неск. лёгких атомов. Изображение •такой структуры в тяжёлом атоме бу­дет значительно отличаться от др. её изображений. Среди разл. методик, позволяющих определить модель ис­следуемой структуры по ф-ции Патер­сона, наиболее эффективными оказа­лись т. н. суперпозиц. методы, к-рые позволили формализовать анализ и выполнять его на ЭВМ.

Другой класс методов нахождения структуры но рентг. дифракц. дан­ным — т.н. прямые методы определения фаз. Учитывая условие положительнос­ти электронной плотности в кристалле, можно получить большое число нера­венств, к-рым подчиняются коэфф. Фурье (структурные амплитуды). Ме­тодами неравенств можно сравнитель­но просто анализировать структуры, содержащие до 20—40 атомов в элем. ячейке кристалла. Для более сложных структур применяются методы, к-рые основаны на вероятностном подходе, реализованы на ЭВМ и позволяют расшифровывать структуры, содержа­щие 100—200 и более атомов в элем. ячейке кристалла.

Итак, если фазы структурных ам­плитуд установлены, то может быть вы­числено но (2) распределение электрон­ной плотности в кристалле, причём максимумы этого распределения соот­ветствуют положениям атомов в струк­туре (рис. 6). Заключит. уточнение ко­ординат атомов проводится на ЭВМ, в зависимости от качества эксперимен­та и сложности структуры их получа­ют с точностью до тысячных долей А. С помощью совр. дифракц. эксперимен та можно вычислять также количеств. хар-ки тепловых колебаний атомов в кристалле с учётом анизотропии этих колебаний.

Рис. 6. а — проекция на плоскость аb ф-ции межатомных векторов минерала баотита [Ba₄Ti₄(Ti, Nb)₄[Si₄O_l2]O₁₆,Cl]. Линии про­ведены через одинаковые значения ф-ции межатомных векторов (линии равного уров­ня); б — проекция электронной плотности баотита на плоскость аb, полученная рас­шифровкой ф-ции межатомных векторов. Максимумы электронной плотности (сгуще­ния линий равного уровня) отвечают поло­жениям атомов в структуре; в — изображе­ние модели ат. структуры баотита. Каждый атом Si расположен внутри тетраэдра, образованного четырьмя атомами О; атомы Ti и Nb в октаэдрах, составленных атомами О. Тетраэдры SiO₄ и октаэдры Ti(Nb)O₆ в струк­туре баотита соединены, как показано на рис. Часть элем. ячейки кристалла, соответ­ствующая рис. a и б, выделена штриховой линией. Точечные линии на рис. а и б оп­ределяют нулевые уровни значений соот­ветствующих ф-ций.

 

Р. с. а. даёт возможность установить и более тонкие хар-ки ат. структур, напр. распределение ва­лентных эл-нов в кристалле (эта зада­ча решена пока только для простейших структур). Весьма перспективно для этой цели сочетание нейтронографич. и рентгенографич. исследований: нейтронографич. данные о координатах ядер атомов сопоставляют с распреде­лением в пр-ве электронного облака. Для мн. физ. и хим. задач совместно используют Р. с. а. и резонансные ме­тоды (см. Электронный парамагнит­ный резонанс, Ядерный магнитный резонанс). Фазы структурных амплитуд белковых кристаллов можно опреде­лить только в результате совместных рентгеноструктурных и биохим. иссле­дований. При исследовании белков ме­тодами Р. с. а. необходимо закристал­лизовать как сам белок, так и его про­изводные, полученные введением в них низкомолекулярных соединений, со­держащих тяжёлые атомы. Таким спо­собом исследуют белковые кристаллы, в элем. ячейке к-рых может находить­ся до десятков тысяч атомов.

О многочисл. применениях методов Р. с. а. для исследования нарушений структуры тв. тел см. в ст. Рентгено­графия материалов.

• Белов Н. В., Структурная крис­таллография, М., 1951; Б о к и й Г. Б., Порай-Кошиц М. А., Рентгеноструктурный анализ, 2 изд., т. 1, М., 1964; Ки­тайгородский А. И., Теория струк­турного анализа, М., 1957; Липсон Г., К о к р е н В., Определение структуры кристаллов, пер. с англ., М., 1956; Бюр­гер М., Структура кристаллов и вектор­ное пространство, пер. с англ., М., 1961; Гинье А., Рентгенография кристаллов, пер. с франц., М., 1961; Woolfson M.M., An introduction to X-ray crystallography, Camb., 1970; Crystallographic computing, ed. F. R. Ahmed, Cph., 1970; Stout G. H., Jensen L. H., X-ray structure determination, N.Y.—L., [1968]; Хейкeр Д. М., Рентгеновская дифрактометрия монокристаллов, Л., 1973; Б л а н д е л Т., Джонсон Л., Кристаллография белка, пер. с англ., М., 1979; Вайнштейн Б. К., Симметрия кристаллов. Методы струк­турной кристаллографии, М., 1979; Electron and magnetization densities in molecules and crystals, ed. by P. Becker, N.Y.—L. 1980. '                                      В. И. Симонов.

РЕНТГЕНОВСКИЙ ТЕЛЕСКОП, при­бор для исследования временных и спектр. св-в источников косм. рентг. излучения, а также для определения координат этих источников и построе­ния их изображения.

Существующие Р. т. работают в ди­апазоне энергий e фотонов рентг. из­лучения от 0,1 до сотен кэВ, т. е. в интервале длин волн от 10 нм до сотых долей нм. Для проведения астрономич. наблюдений в этой области длин волн Р. т. поднимают за пределы земной атмосферы на ракетах или ИСЗ, т. к. рентг. излучение сильно поглощается атмосферой. Излучение с e>20 кэВ можно наблюдать начиная с высот ~30 км с аэростатов.

Р. т. позволяет: 1) регистрировать с высокой эффективностью рентг. фо-

642

 

 

тоны; 2) отделять события, соответст­вующие попаданию фотонов нужного диапазона энергий от сигналов, вы­званных воздействием заряж. ч-ц и гамма-фотонов; 3) определять направ­ление прихода рентг. излучения.

В Р. т. для диапазона 0,1—30 кэВ детектором фотонов служит пропор­циональный счётчик, наполненный га­зовой смесью (Ar+СН₄, Ar+СО₂ или Хе+СО₂). Поглощение рентг. фотона атомом газа сопровождается испуска­нием фотоэлектрона (см. Фотоэлек­тронная эмиссия), оже-электронов

Рис. 1. а—схема рентг. телескопа со щеле­вым коллиматором; б — работа телескопа в режиме сканирования.

 

(см. Оже-эффект) и флуоресцентных фотонов (см. Флуоресценция). Фото­электрон и оже-электрон быстро те­ряют свою энергию на ионизацию газа, флуоресцентные фотоны также могут быстро поглотиться газом благодаря фотоэффекту. В этом случае полное число образовавшихся электронно-ионных пар пропорц. энергии рентг. фотона. Т. о., по импульсу тока в цепи анода восстанавливается энергия рентг. фотона.

В обычных условиях Р. т. облучает­ся мощными потоками заряж. ч-ц и гамма-фотонов разл. энергий, к-рые детектор Р. т. регистрирует вместе с рентг. фотонами от исследуемого ис­точника излучения. Для выделения рентг. фотонов из общего фона при­меняется метод антисовпадений (см. Совпадений метод). Приход рентг. фотонов фиксируют также по форме создаваемого ими импульса электрич. тока, поскольку заряж. ч-цы дают сиг­налы, более затянутые во времени, чем те, что вызываются рентг. фотонами.

Для определения направления на рентг. источник служит устройство, состоящее из щелевого коллиматора и жёстко закреплённого с ним на од­ной раме звёздного датчика. Колли­матор (набор пластин) ограничивает поле зрения Р. т. и пропускает рентг. фотоны, идущие лишь в небольшом те­лесном угле (~10—15 квадратных гра­дусов). Рентг. фотон, прошедший кол­лиматор (рис. 1,a), регистрируется верх. объёмом счётчика. Возникший импульс тока по цепи верх. анода

проходит схему антисовпадений (по­скольку нет запрещающего сигнала с ниж. анода) и подаётся на анализа­тор для определения временных и энергетич. хар-к фотона. Затем по телеметрии информация передаётся на Землю. Одновременно передаётся ин­формация звёздного датчика о ярчай­ших звёздах, попавших в его поле зре­ния. Эта информация позволяет установить положение осей Р. т. в пр-ве в момент прихода фотона.

При  работе  Р. т.   в  режиме  скани­рования направление на источник определяется как положение Р. т., при к-ром скорость счёта достигает мак­симума. Угл. разрешение Р. т. со щелевым коллиматором или анало­гичным сотовым коллиматором со­ставляет несколько десятков угловых минут.

Значительно лучшим угл. разреше­нием (~ неск. десятков секунд) об­ладают Р. т. с модуляц. коллиматора­ми (рис. 2, а). Модуляц. коллиматор представляет собой две (или больше) проволочные одномерные сетки, уста­навливаемые между детектором и ще­левым коллиматором, для чего по­следний поднимается над детектором на высоту ~1 м и наблюдения ведутся в режиме либо сканирования (рис. 1,б), либо вращения относительно оси, пер­пендикулярной плоскости сеток. Про­волочки в каждой сетке коллиматора устанавливаются параллельно друг другу на расстоянии, равном диаметру проволочки. Поэтому при движении источника по полю зрения Р. т. тени от верх. проволочек скользят по ниж. сетке, попадая то на проволочки, и тогда скорость счёта максимальна, то между ними, и тогда она минимальна (фон).

Угл. распределение скорости счёта Р. т. с модуляц. коллиматором (ф у н к ц и я  о т к л и к а) показано на рис. 2, б. Для n-сеточного модуляц. коллиматора угол между соседними максимумами q₀=2^n-1q_r, где q_r=d/l — угл. разрешение Р. т. В боль­шинстве случаев Р. т. с модуляц. коллиматорами дают точность лока­лизации рентг. источников, достаточ­ную для их отождествления с небесными объектами, излучающими в иных диапазонах эл.-магн. волн.

С модуляц. коллиматорами начинает конкурировать методика кодиров. апертуры, позволяющая получить q_r<1'. В Р. т. с кодиров. апертурой поле зрения перекрывается экраном, об­ладающим неоднородным пропуска­нием по всей площади. Детектор из­лучения в таком Р. т. позиционно-чувствительный, т. е. кроме энергии рентг. фотона измеряют и координаты точки, где он был зарегистрирован. При таком экране точечный источник излучения, находящийся на бесконечности, даёт распределение скорости счёта по поверхности детектора, соответствую­щее функции пропускания экрана.

Рис. 2. а — устройство рентг. телескопа с модуляц. коллиматором; б — угл. распре­деление скорости счёта.

 

Положение источника рентг. излуче­ния в поле зрения Р. т. определяется по положению максимума корреляц. функции между полученным распре­делением скорости счёта по поверх­ности детектора и функцией пропус­кания экрана.

В области энергий e>15 кэВ в кач-ве детекторов Р. т. применяют крист. сцинтилляторы NaI (Тl) (см. Сцинтилляционный счётчик); для подавле­ния фона заряж. ч-ц высоких энер­гий и гамма-фотонов служат устанав­ливаемые на антисовпадения с первы­ми крист. сцинтилляторы CsI(Tl). Для ограничения поля зрения в таких Р. т. применяют активные коллима­торы — цилиндры из сцинтилляторов, включённые на антисовпадения со сцинтилляторами NaI(Tl).

В диапазоне энергий от 0,1 до неск. кэВ наиболее эффективны Р. т., в к-рых осуществляется фокусировка излучения, падающего под малыми углами на фокусирующее зеркало (рис. 3). Чувствительность такого Р. т. в ~10³ раз превосходит Р. т. др. кон­струкций благодаря его способности собирать излучение со значит. пло­щади и направлять на детектор малых размеров, что существенно повышает отношение сигнал/шум. Р. т., по­строенный по такой схеме, даёт дву­мерное изображение источника рентг.

643

 

 

Рис. 3. Схема  фокусирующего  рентг.  теле­скопа.

излучения подобно обычному оптич. телескопу. Для построения изображе­ния в фокусирующем Р. т. в кач-ве детекторов используют позиционно-чувствительные пропорц. камеры, мик­роканальные детекторы, а также при­боры с зарядовой связью (ПЗС). Угл. разрешение в первом случае опреде­ляется гл. обр. пространств. разреше­нием камеры и составляет ~1', микро­канальные детекторы и ПЗС дают 1—2" (для близких к оси пучков). При спек­трометрич. исследованиях применяют ПП детекторы, брэгговские крист. спектрометры и дифракц. решётки с позиционно-чувствит. детекторами. Косм. источники рентг. излучения очень разнообразны. Рентг. излучение Солнца было открыто в 1948 в США с ракеты, поднявшей Гейгера счётчики в верх. слои атмосферы. В 1962 груп­пой Р. Джиаккони (США) также с ракеты был обнаружен первый ис­точник рентг. излучения за пределами Солнечной системы — «Скорпион Х-1», а также диффузный рентг фон, по-видимому, внегалактич. происхожде­ния. К 1966 в результате эксперимен­тов на ракетах было открыто ок. 30 дискретных рентг. источников. С вы­водом на орбиту серии спец. ИСЗ («УХУРУ», «Ариэль», «САС-3», «Ве­ла», «Коперник», «ХЕАО» и др.) с Р. т. разл. типов были обнаружены сотни рентг. источников (галактич. и внегалактических, протяжённых и компактных, стационарных и пере­менных). Мн. из этих источников ещё не отождествлены с источниками, про­являющими себя в оптич. и др. диа­пазонах эл.-магн. излучения. Среди отождествлённых галактич. объектов: тесные двойные звёздные системы, один из компонентов к-рых — рентг. пульсар; одиночные пульсары (Crab, Vela); остатки сверхновых звёзд (протя­жённые источники); временные (транзиентные) источники, резко увеличи­вающие светимость в рентг. диапазоне и вновь угасающие за время от неск. минут до неск. месяцев; т. н. б а р с т е р ы — мощные вспыхивающие ис­точники рентг. излучения с характер­ным временем вспышки порядка неск. секунд. К отождествлённым внегалак­тич. объектам относятся ближайшие галактики (Магеллановы облака и Туманность Андромеды), радиогалактики Дева-А (М87) и Центавр-А (NGC 5128), квазары (в частности, ЗС 273), сейфертовские и др. галакти­ки с активными ядрами; скопления галактик — самые мощные источники рентг. излучения во Вселенной (в них за излучение ответствен горячий межгалактич. газ с темп-рой 50 млн. К). Подавляющее большинство косм. рентг. источников явл. объектами, совершенно непохожими на те, что были известны до начала рентг. астро­номии, и прежде всего они отличаются огромным энерговыделением. Свети­мость галактич. рентг. источников достигает 10³⁶—10³⁸ эрг/с, что в 10³—10⁵ раз превышает энерговыделение Солнца во всём диапазоне длин волн. У внегалактич. источников была заре­гистрирована светимость до 10⁴⁵ эрг/с, что указывает на необычность прояв­ляющихся здесь механизмов излуче­ния. В тесных двойных звёздных сис­темах, напр., в кач-ве осн. механизма энерговыделения рассматривают пере­текание в-ва от одного компонента (звезды-гиганта) к другому (нейтрон­ной звезде или чёрной дыре) — диско­вую аккрецию, при к-рой падающее на звезду в-во образует около этой звезды диск, где в-во благодаря трению разо­гревается и начинает интенсивно излу­чать. Среди вероятных гипотез про­исхождения диффузного рентг. фона, наряду с предположением о тепловом излучении горячего межгалактич. газа, рассматривается обратный Комптона эффект эл-нов на ИК фотонах, испу­щенных активными галактиками, или на фотонах реликтового излучения. Данные наблюдений с ИСЗ ХЕАО-В свидетельствуют о том, что значитель­ный вклад (>35%) в диффузный рентг. фон дают далёкие дискретные источ­ники, гл. обр. квазары.

• X-ray astronomy, ed. R. Giacconi, H. Gursky, Dordrecht—Boston, 1974; Шкло­вский И. С., Звёзды: их рождение, жизнь и смерть, 2 изд., М., 1977; К а п л а н С. А., Пикельнер С. Б., Физика межзвёзд­ной среды, М., 1979.

Н. С. Ямбуренко.

РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (рентгеновские лучи), эл.-магн. иони­зирующее излучение, занимающее спектр. область между гамма- и УФ излучением в пределах дл. волн от 10^-4 до 10³ Å (от 10^-12 до 10^{-5 см). Открыты в 1895 нем. физиком В. К. Рентгеном. Р. и. с} l<2 Å условно наз. жёстким, с l>2Å — мягким.

Источники Р. и. Наиболее распро­странённый источник Р. и.— рентге­новская трубка, в к-рой ускоренные электрич. полем эл-ны бомбардируют металлич. анод. Р. и. может быть по­лучено при бомбардировке мишени ионами высокой энергии. В кач-ве источников Р. и. могут служить также нек-рые радиоактивные изотопы: одни из них непосредственно испускают Р. и., яд. излучения других (эл-ны или a-частицы) бомбардируют метал­лич. мишень, к-рая испускает Р. и.; интенсивность Р. и. изотопных источ­ников на неск. порядков меньше ин­тенсивности излучения рентг. трубки,

а габариты, вес и стоимость значитель­но меньше, чем установки с рентг. трубкой.

Источниками мягкого Р. и. в обла­сти десятков и сотен А могут служить синхротроны и накопители эл-нов (см. Синхротронное излучение). По интен­сивности синхротронное Р. и. превос­ходит в указанной области спектра из­лучение рентг. трубки на 2—3 поряд­ка. В рентг. диапазоне может лежать ондуляторное излучение и переходное излучение. Естеств. источниками Р. и. явл. Солнце и др. косм. объекты (см. Рентгеновский телескоп).

Спектр Р. и. может быть непрерыв­ным или линейчатым. Н е п р е р ы в н ы й  (т о р м о з н о й)  с п е к т р испускают быстрые заряж. ч-цы в результате их торможения при вз-ст­вии с атомами мишени (см. Тормозное излучение). Интенсивность тормозного Р. и. распределена по всем частотам v (или длинам волн l=c/n) до высоко­частотной границы n₀ (коротковолно­вой границы l₀), на к-рой энергия фо­тонов hn₀ равна энергии eV бомбарди­рующих эл-нов (е — заряд эл-на, V -разность потенциалов ускоряющего поля, пройденная им).

Линейчатый спектр Р. и. возникает после ионизации атома с выбрасыванием эл-на с одной из его внутр. оболочек при столкновениях атома с быстрой заряж. ч-цей (п е р в и ч н о е Р. и.) или при поглощении им кванта эл.-магн. излучения (ф л у о р е с ц е н т н о е Р. и.). Ионизов. атом из нач. возбуждённого состояния (с возбуждённого высокого уровня энергии) через 10^-16 —10^-15 с перехо­дит в кон. состояние с меньшей энер­гией (на более низкий уровень энер­гии). При этом избыток энергии атом может испустить в виде кванта излу­чения определённой частоты. Частоты v такого Р. и. характерны для атомов каждого элемента, поэтому линейчатый спектр Р. и. наз. х а р а к т е р и с т и ч е с к и м. Зависимость n от ат. номера Z определяется Мозли законом.

Взаимодействие Р. и. с в-вом. При вз-ствии Р. и. с в-вом могут наблю­даться ф о т о э ф ф е к т, сопровож­дающее его поглощение Р. и., а также рассеяние излучения. Фотоэффект возникает в том случае, когда атом, поглотив квант Р. и., выбрасывает один из своих внутр. эл-нов, после чего может либо совершить излучательный переход, испуская характеристич. Р. и., либо выбросить второй эл-н (оже-электрон) при безызлучательном переходе (см. Оже-эффект). При воздействии Р. и. на неметаллич. кристаллы могут возникать дефекты крист. решётки, представляющие со­бой ионы с дополнит. положит. заря­дом, вблизи к-рого находятся избы­точные эл-ны (рентг. экситон), они явл. центрами окраски и исчезают лишь при значит. повышении темп-ры.

При прохождении Р. и. через слой в-ва толщиной х его нач. интенсив­ность I₀ уменьшается за счёт погло-

644

 

 

щения и рассеяния до величины I=I₀е^-mx, где (m — коэфф. ослабления. В ДВ области спектра преобладает по­глощение Р. и., в коротковолновой — его рассеяние. Степень поглощения растёт с Z.

Рассеяние Р. и. в области больших Z и l происходит в осн. без изменения l (когерентное рассеяние), а в области малых Z и l, как правило, l возраста­ет — происходит некогерентное рас­сеяние (комптоновское или комбина­ционное). При комптоновском рассея­нии, носящем хар-р неупругого кор­пускулярного рассеяния, за счёт час­тично потерянной фотоном энергии из оболочки атома вылетает эл-н отдачи (см. Комптона эффект). При этом уменьшается энергия фотона и изме­няется его направление; изменение К зависит от угла рассеяния. При комбинац. рассеянии рентг. фотона высо­кой энергии на лёгком атоме неболь­шая часть его энергии затрачивается на ионизацию атома и меняется на­правление движения фотона. Изме­нение l таких фотонов не зависит от угла рассеяния.

Показатель преломления в-ва n для Р. и. отличается от единицы на очень малую величину d=1-n»10^-6—10^-5. Фазовая скорость Р. и. в среде больше скорости света в ней. Отклонение Р. и. при переходе из одной среды в другую очень мало (неск. угловых мин). При падении Р. и. из вакуума на поверх­ность тела под очень малым углом происходит п о л н о е   в н е ш н е е   о т р а ж е н и е.

Регистрация Р. и. Изображение предметов в Р. и. получают на спец. рентг. фотоплёнке, содержащей по­вышенное кол-во AgBr (см. Рентгено­грамма).

Р. и. больших интенсивностей мож­но регистрировать с помощью иониза­ционной камеры, средних и малых ин­тенсивностей при l<3Å— сцинтилляционным счётчиком  с кристаллом NaI (Tl) при 0,5<l<5Å — отпаянным пропорциональным счётчиком, при 1<l<100Å — проточным пропорц. счётчиком, при l<120Å — полупро­водниковым детектором. В области очень больших l(~10—10³ Å) для ре­гистрации Р. и. могут быть использо­ваны вторично-электронные умножите­ли (ВЭУ) или каналовые электронные умножители (КЭУ), а также координатно-чувствительные микроканальные пластины.

Применение Р. и. Наиболее широкое применение Р. и. нашло в медицине для рентгенодиагностики и рентгеноте­рапии, в дефектоскопии, в рентгенов­ском структурном анализе, рентгенов­ской топографии, рентгеновской мик­роскопии, рентгеновской спектроско­пии, спектральном анализе рентгенов­ском, рентг. астрономии.

• Б л о х и н М. А., Физика рентгенов­ских лучей, 2 изд., М., 1957; его же, Методы рентгеноспектральных исследова­ний, М., 1959; Рентгеновские лучи. Сб. под ред. М. А. Блохина, пер. с нем. и англ., М., 1960; X а р а д ж а Ф., Общий курс

рентгенотехники, 3 изд., М.—Л., 1966; М и р к и н Л. И., Рентгеноструктурный анализ. Справочное руководство, М., 1976; Майзель А., Леонхардт Г., Сар­ган Р., Рентгеновские спектры и химиче­ская связь, пер. с нем., К., 1981; Б л о х и н М. А., Швейцер И. Г., Рентгеноспектральный справочник, М., 1982.

М. А. Блохин.

РЕНТГЕНОГРАММА, зарегистриро­ванное на фотоплёнке (фотопластинке) изображение объекта, возникающее в результате вз-ствия с ним рентгенов­ского излучения. При таком вз-ствии может происходить поглощение, от­ражение или дифракция рентгенов­ских лучей. Пространств. распределе­ние интенсивности излучения после вз-ствия, фиксируемое на Р., отражает строение объекта.

Абсорбционные Р. регист­рируют «теневое» изображение объек­та, возникающее вследствие неодина­кового поглощения рентг. излучения разными участками объекта. Они при­меняются в медицине, биологии, дефек­тоскопии, рентгеновской микроскопии.

Д и ф р а к ц и о н н ы е Р. получа­ются в рентг. камерах и регистрируют дифракц. рассеяние рентг. излучения крист. образцами. Они используются для решения задач рентгеновского структурного анализа, рентгеногра­фии материалов, рентгеновской топо­графии. В зависимости от типа иссле­дуемого в-ва (поли- или монокристал­лы), характера излучения (непрерыв­ного спектра или монохроматическое), а также от геом. условий съёмки ди­фракц. Р. наз. дебаеграммами, лауэграммами, Р. вращения или качания (получаются в результате вращения или качания кристалла во время съём­ки), вайсенбергограммами и кфорограммами (Р., получаемые при син­хронном вращении монокристалла и перемещении фотоплёнки), косселеграммами (Р., получаемые в широко­расходящемся пучке монохроматич. рентг. излучения), рентг. топограммами.

К дифракционным относятся также Р. малоуглового рассеяния, к-рые ре­гистрируют дифракц. картину при ма­лых углах рассеяния (вблизи первич­ного пучка), создаваемую крист. те­лами с большим периодом решётки, а также возникающую в результате диф­фузного рассеяния на микронеоднородностях исследуемого в-ва.

Р., фиксирующие распределение ин­тенсивности рентг. излучения, испы­тавшего полное внеш. отражение от поверхности исследуемого тела, ис­пользуются в рентг. рефлектометрии для оценки физ. и геом. параметров поверхностных слоев и тонких плёнок.

Съёмка Р. осуществляется на разл. светочувствит. материалы, выбор к-рых зависит от целей исследования. Чаще всего Р. не требуют дальнейшего оптич. увеличения, и поэтому их съём­ка производится на рентг. или поляроидную плёнку с невысоким разреше­нием. Дифракц. и абсорбц. микрорент­генограммы и рентг. топограммы, нуж­дающиеся в последующем оптич. увеличении, снимают на мелкозернистые фотоплёнки и пластинки, имеющие вы­сокое разрешение.

Е. П. Костюкова.

РЕНТГЕНОГРАФИЯ МАТЕРИАЛОВ, область исследований, занимающаяся решением разнообразных задач мате­риаловедения на основе рентг. диф­ракц. методов (см. Дифракция рентге­новских лучей, Рентгеновский струк­турный анализ). В Р. м. исследуют как равновесные, так и неравновесные со­стояния материалов, изучают их крист. структуру, фазовый состав и его изменения, строят фазовые диаграм­мы, исследуют состояние деформиро­ванных (или подвергнутых к.-л. др. воздействиям) материалов, процессы упорядочения и явления ближнего порядка.

В Р. м. используют дифракцию рентгеновских лучей, получая в рент­геновских камерах рентгенограммы моно- или поликрист. образцов или ре­гистрируя распределение рассеянного рентг. излучения в рентгеновских дифрактометрах. Рассмотрим нек-рые ме­тоды Р. м.

Определение числа, размеров и разориентировки кристаллитов. Раз­меры кристаллитов поликрист. мате­риалов существенно влияют на их механич. св-ва. Число N достаточно крупных (~0,5—5 мкм) кристаллитов, участвующих в отражении рентг. лу­чей, определяется числом n точечных рефлексов, составляющих дебаевское кольцо рентгенограммы (см. Дебая — Шеррера метод): N=2n/acosq, где а — пост. величина (параметр аппа­ратуры), q — брэтговский угол. Сред­ний объём кристаллита — отношение объёма образца к N.

Рентгенографич. методы позволяют определять углы разориентировки и размеры блоков мозаичной структу­ры — областей с правильным строе­нием, повёрнутых одна относительно другой (разориентированных) на очень малые углы. Хар-ки мозаичности оп­ределяют прочность материалов и свя­заны с плотностью дислокаций. О ср. размерах D блоков мозаики ~0,05—0,1 мкм судят по размытию (уширению) дебаевских колец: D = l/bcosq, где b — полуширина размытой линии. Ср. угол d разориентировки блоков определяют по эффектам двойного рассеяния рентг. излучения в малоуг­ловой области (при e=2q£0,5°), когда первично отражённый луч отражается ещё раз от подходящим образом ориен­тированного блока в направлении ис­ходного пучка. В окрестности первич­ного луча появляется дополнит. диф­фузное рассеяние, интенсивность к-ро­го I(e) определяет d:

I(e)=Аe^-1ехр{-Be²/d²}, где А и В — пост. величины.

Определение остаточных напряже­ний. Рентгенографич. определение ма­кронапряжений в простейшем случае сводится к измерению смещения дебаев-

645

 

 

ской линии Dq. При норм. напряжени­ях 0 смещение Dq связано с а выраже­нием: s=Ectgq•Dq/m, где Е — Юнга модуль, m — Пуассона коэффициент (см. Модули упругости).

Микронапряжения, как и измель­чение блоков мозаики, приводят к уширению дебаевских линий. Если уширение обусловлено только микро­напряжениями, то ср. их величина (для кристаллов кубич. сингонии): Da/a=b/4ctgq.

Фазовый анализ. Р. м. позволяет производить качеств. и количеств. фа­зовый анализ гетерогенных смесей. Каждая фаза данного в-ва даёт на рентгенограмме характерное отраже­ние, что позволяет осуществлять ка­честв. фазовый анализ. В количеств. фазовом анализе по отношению интенсивностей отражений определяемой фазы и эталона, находящихся в смеси, определяют концентрацию фазы.

Фазовые превращения. Р. м. при­меняют для исследования изменений в пресыщенном тв. растворе, обуслов­ленных его распадом (старением) и, следовательно, возникновением новых фаз и (или) исчезновением старых. Распад тв. растворов сопровождается изменением их физ. и механич. св-в. Температурно-временная зависимость концентрации фаз даёт возможность изучать кинетику процессов и научно выбирать режимы термообработок, оп­ределять энергию активации процесса и т. д.

Определение типа тв. раствора и границы растворимости. Для установ­ления типа тв. раствора в Р. м. опре­деляют кол-во n атомов в элем. ячейке раствора, используя рентгенографич. данные о её объёме Q и значении плот­ности раствора r:n=(Qr/A)•1,66•10^-24, где А — ср. взвешенная ат. масса. Сопоставляя n с числом атомов в элем. ячейке растворителя N, определяют тип раствора (при n=N — раствор замещения, при n>N — раствор внед­рения, при n<N — раствор вычита­ния) .

Для установления границы раство­римости в тв. состоянии в Р. м. ана­лизируют изменения периодов крист. решётки при повышении концентра­ции раствора. Концентрация, при к-рой период решётки (для двух ком­понентных растворов) перестаёт ме­няться при дальнейшем изменении состава, определяет предельную раст­воримость для данной темп-ры. По найденным значениям предельной рас­творимости для разл. темп-р строят границу растворимости.

Исследование ближнего и дальнего порядка. В тв. растворах атомы компо­нентов распределены, как правило, не хаотично, а с нек-рой корреляцией (см. Дальний и ближний порядок). Когда корреляция существует только в ближайших координац. сферах, воз­никает либо ближнее упорядочение

(напр., в сплавах Fe—Si и Fe—Al), либо ближнее расслоение (в Cr—Mo и Si—Ge). Рентгенографически это можно обнаружить по появлению до­полнит. диффузного фона. С помощью Р. м. установлено, что при понижении темп-ры в тв. растворах с ближним расслоением происходит распад на два твёрдых раствора (напр., Al—Zn), а в растворах с ближним упорядочением при этом возникает дальний порядок (напр., Fe₃Al).

Рентгенографич. исследование теп­ловых колебаний. Для исследования используют рентгенографич. методику измерения диффузного рассеяния рентг. лучей, вызванного тепловыми колебаниями на монокристаллах. Эти измерения позволяют получить дис­персионные кривые n=f(k) (где n — частота, a k — волновой вектор уп­ругих волн в кристалле) по разл. на­правлениям. Знание дисперсионных кривых даёт возможность определить упругие константы кристалла, вычис­лить константы межатомного вз-ствия и рассчитать фононный спектр кри­сталла.

Исследование радиац. повреждений. Р. м. позволяет установить изменения структуры кристаллич. тел под дейст­вием проникающей радиации (напр., изменение периодов решётки, возник­новение диффузных максимумов), а также исследовать структуру радио­активных в-в. Дефекты в достаточно крупных и почти совершенных моно­кристаллах исследуют методами рентг. топографии.

• Уманский Я. С., Рентгеногра­фия металлов и полупроводников, М., 1969; его же, Рентгенография металлов, М., 1967; Иверонова В. И., Р е в к е в и ч Г. П., Теория рассеяния рентгенов­ских лучей, М., 1972; Хачатурян А. Г., Теория фазовых превращений и струк­тура твёрдых растворов, М., 1974; Криво­глаз М. А., Применение рассеяния рент­геновских лучей и тепловых нейтронов для исследования несовершенств в кристаллах, К., 1974; Конобеевский С. Т., Дей­ствие облучения на материалы, М., 1967; Уманский Я. С., Чириков Н. В., Диффузия и образование фаз, М., 1974; Warren В. Е., X-ray diffraction, Rea­ding (Mass.), 1964; S с h u l z e G. R., Metallphysik, 2 Aufl., В., 1974.

Я. С.  Уманский, Н. В. Чириков.

РЕНТГЕНОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, лю­минесценция, возбуждаемая рентге­новским и g-излучениями частный случай радиолюминесценции. Наиб. важное применение Р. (первое тех­нич. применение люминесценции во­обще) — получение изображений на рентг. экранах.

РЕНТГЕНОСТРУКТУРНЫЙ АНА­ЛИЗ, см. Рентгеновский структурный анализ.

РЕНТГЕН-ЭКВИВАЛЕНТ физиче­ский (РЭФ), см. ФЭР.

РЕОЛОГИЯ (от греч. rheos — течение, поток и logos — слово, учение), на­ука о деформациях и текучести в-ва. В Р. рассматривают процессы, свя­занные с необратимыми остаточными деформациями и течением разнообраз­ных вязких и пластич. материалов (неньютоновских жидкостей, дисперсных

систем и др.), а также явления релак­сации напряжений, упругого после­действия и т. д. Р. тесно переплетает­ся с гидромеханикой, теориями упруго­сти, пластичности и ползучести. В ос­нову Р. легли законы И. Ньютона о сопротивлении движению вязкой жид­кости и Навье — Стокса уравнения движения несжимаемой вязкой жид­кости.

С проблемами Р. приходится встре­чаться при разработке технологии разнообразных производств. процес­сов, при проектных работах и конст­рукторских расчётах, относящихся к самым разл. материалам: металлам (особенно при высоких темп-рах), композиц. материалам, полимерным си­стемам, нефтепродуктам, глинам и др. грунтам, горным породам, строит. ма­териалам (бетонам, силикатам и др.), пищевым продуктам и т. д.

В Р. существует неск. подразделов. Теор. Р. (феноменологич. Р., или мак­рореология) может рассматриваться как часть механики сплошных сред, она занимает промежуточное положе­ние между гидромеханикой и теорией упругости, пластичности и ползучести. В Р. устанавливают зависимости меж­ду механич. напряжениями и дефор­мациями, а также исследуют их из­менения во времени. При обычных в механике сплошных сред допуще­ниях об однородности и сплошности материала в теор. Р. решают разные краевые задачи деформирования и те­чения твёрдых, жидких и иных тел. Осн. внимание обращается на сложное реологич. поведение в-ва, напр. когда одновременно проявляются вязкие и упругие св-ва или вязкие и пластические. Общее реологич ур-ние состояния в-в пока не установлено, имеются ур-ния лишь для отд. част­ных случаев. Для описания реологич. поведения материалов пользуются ме­ханич. моделями, для к-рых состав­ляют дифференц. уравнения, куда входят разл. комбинации упругих и вязких хар-к. Реологич. моделями пользуются при изучении механич. св-в полимеров, внутр. трения в тв. телах и др. св-в реальных тел.

Эксперим. Р. (реометрия) опреде­ляет различные реологич. св-ва в-в с помощью спец. приборов и испытат. машин.

Микрореология исследует деформа­ции и течение в микрообъёмах, напр. в объёмах, соизмеримых с размерами ч-ц дисперсной фазы в дисперсных си­стемах или с размерами атомов и мо­лекул.

Биореология исследует течение раз­нообразных биол. жидкостей (напр., крови, синовиальной и плевральной жидкостей), деформации разл. тка­ней (мышц, костей, кровеносных сосу­дов) у человека и животных.

• Р е й н е р М., Реология, пер. с англ., М., 1965; Воларович М. П., Малинин Н. И., Исследования в об­ласти феноменологической реологии, «Ин­женерно-физический журнал», 1969, т. 16, №2; Виноградов Г. В., Мал-

646

 

 

кин А. Я., Реология полимеров, М., 1977; Б и б и к Е. Е., Реология дисперсных сис­тем, Л., 1981.                    Я. И. Малинин.

РЕОМЮРА ШКАЛА, температурная шкала, предложенная в 1730 франц. учёным Р. А. Реомюром (R. A. Reau­mur). Единицей Р. ш. явл. градус Реомюра (°R), равный 1/80 части тем­пературного интервала между точ­ками таяния льда (0°R) и кипения во­ды (80°R): i°R=l,25°C. P. ш. прак­тически вышла из употребления.

РЕПЛИКА (от лат. replico — отражаю, повторяю), 1) в оптике — копия с дифракционной решётки, получаемая изготовлением отпечатка решётки на желатине или спец. пластмассе; 2) в электронной микроскопии — копия-отпечаток (в виде тонкой плёнки угле­рода, коллодия и др.) поверхности ис­следуемого объекта, к-рую рассмат­ривают в электронном микроскопе вместо самого объекта.

РЕФРАКТОМЕТРИЯ (от лат. refractus — преломлённый и греч. metreo— измеряю), раздел оптич. техники, по­свящённый методам и средствам из­мерения показателя преломления га твёрдых, жидких и газообразных сред в разл. участках спектра оптического излучения.

Осн. методами Р. являются: 1) ме­тоды прямого измерения углов пре­ломления света при прохождении им границы раздела двух сред; 2) мето­ды, основанные на явлении полного внутреннего отражения (ПВО) света; 3) интерференц. методы (см. Интер­ференция света).

Для измерения n по углу прелом­ления образцу из исследуемого ма­териала придают форму призмы с пре­ломляющим углом а и определяют n, добиваясь поворотом призмы миним. угла отклонения луча б (рис. 1, а), что имеет место при равенстве углов входа луча в призму i₁ и выхода из неё i₂. При этом n определяют по формуле          n=sin[(a+d)/2]/sin(a/2).

Для определения этим методом n жид­кости   её   заливают   в   тонкостенную

Рис. 1.  Измерение n по углу преломления.

 

призматич. кювету или в призматич. выемку в материале с известным по­казателем преломления N (рис. 1,б). При a=90° и g₁=g₂=45° величина n жидкости связана с измеряемым уг­лом выхода b соотношением n=

=1Ö((N²+sinbÖ(N²-sin²b)). Точность определения n этим методом ~10^-5, а минимально измеряемые разности га двух в-в ~10^-7.

При использовании для измерения n явления ПВО образец измеряемого материала приводится в оптический контакт с эталонной призмой из материала с высоким и заранее точно известным показателем преломления N (рис. 2). Свет может направляться как со стороны образца, так и со сто­роны призмы. В обоих случаях в определённом и очень узком интервале уг­лов падения пучка лучей на границу раздела образца и призмы в поле зре­ния наблюдат. зрительной трубы по­явится граница, разделяющая тём­ный и светлый участки поля и соот­ветствующая предельному, или кри­тическому, углу падения луча. 1 — 1', 2—2'— ход лучей при освещении со стороны исследуемого образца. 1—1'-предельный луч, соответствующий уг­лу j_1пво в материале призмы; 3—3', 4—4', 5—5'— ход лучей при освеще­нии со стороны призмы; 4—4' — пре­дельный луч, при падении к-рого под углом j_2пво на границу раздела приз­мы и образца происходит ПВО.

Рис.  2.  Измерение n  с  использованием  явления   ПВО.

 

А и В — схематич. изображения поля зрения наблюдательной трубы. n свя­зан с измеряемым углом b между на­правлением предельного угла и нор­малью к грани призмы формулой:

n=sinaÖ( N²-sinb)±cosasinb, где a — преломляющий угол призмы. Точность      метода,      использующего ПВО,  -10^-5.

В интерференц. методах разность Dn сравниваемых сред определяют по числу порядков интерференции лу­чей, прошедших через эти среды. На рис. 3 дана схема, поясняющая

Рис. 3. Принцип действия интерференц. ре­фрактометра.

 

Две части светового лу­ча, проходя через кюветы длиной l, заполненные в-вами с различными n, приобретают разность хода и, сведён­ные вместе, дают на экране интерфе­ренц. картину (схематически показа­на справа). Разность Dn=m₂-n₁=kl/2, где l — длина волны света. Точ­ность этих методов достигает 10^-7—10^-8. Их применяют, напр., при из­мерениях n газов и разбавленных ра­створов.

Приборы для определения га мето­дами Р. наз. рефрактометрами.

Р. нашла широкое применение в физ. химии для определения состава и структуры в-ва, а также для контроля кач-ва и состава разл. продуктов в хим., фармацевтич., пищ. и др. от­раслях пром-сти. Знание градиентов n позволяет производить расчёт гра­диентов плотности и концентрации. Методы Р. используют при проверке однородности тв. образцов и жидкостей в аэро- и гидродинамич. исследова­ниях. Особую роль играет Р. в оп­тич. пром-сти, т. к. n и дисперсия стекла и др. оптич. материалов явл. их важнейшими хар-ками.

• Шишловский А. А., Приклад­ная физическая оптика, М., 1961; Иоффе Б. В., Рефрактометрические методы химии, 2 изд., Л., 1974.                     

М.В. Лейкин.

РЕФРАКТОМЕТРЫ, приборы для из­мерения показателей преломления в-в (твёрдых, жидких и газообразных). О принципах их работы см. Реф­рактометрия.

РЕФРАКЦИЯ ВОЛН, см. Преломле­ние волн.

РЕФРАКЦИЯ ЗВУКА (от позднелат. refractio — преломление), искривле­ние звук. лучей в неоднородной среде (атмосфера, океан), скорость звука в к-рой зависит от координат. Звук. лу­чи загибаются всегда в сторону слоя с меньшей скоростью звука, и реф­ракция выражена тем сильнее, чем больше градиент скорости звука.

Р. з. в атмосфере обусловлена про­странств. изменениями темп-ры воз­духа, скорости и направления ветра. С высотой темп-ра обычно понижается (до высот 15—20 км) и скорость звука уменьшается, поэтому лучи от источ­ника звука, находящегося вблизи земной поверхности, загибаются квер­ху и звук, начиная с нек-рого расстоя­ния, перестаёт быть слышен (рис. 1, а). Если же темп-ра воздуха с высотой увеличивается (температурная инвер­сия, часто возникающая ночью), то лучи загибаются книзу и звук распространяется на большие расстоя­ния (рис. 1, б).

Рис. 1. а — ход звук. лучей при убывании темп-ры с высотой; б — ход звук. лучей при возрастании темп-ры с высотой.

 

При распространении звука против ветра лучи загибаются кверху, а при распространении по ветру — к земной поверхности, что су­щественно улучшает слышимость зву­ка во втором случае (рис. 2). Р. з. в верх. слоях атмосферы может привес­ти к образованию зон молчания и зон аномальной слышимости.

Р. з. в океане связана с пространств. изменениями       темп-ры,      солёности

647

 

 

Рис. 2. Влияние вет­ра на ход звук. лу­чей.

 

и гидростатич. давления. Она обус­лавливает образование подводного звук. канала, зон тени, фокусировку звука и ряд др. особенностей распро­странения звука (см. Гидроакустика). • Красильников В. А., Звуко­вые и ультразвуковые волны в воздухе, воде и твердых телах, 3 изд., М., 1960, гл. 6, § 3, гл. 7.

РЕФРАКЦИЯ МОЛЕКУЛЯРНАЯ (R), связывает электронную поляризуе­мость a_эл в-ва (см. Поляризуемость атомов, ионов и молекул) с его пре­ломления показателем п. В пределах применимости выражений для Р. м. она, характеризуя, как и n, способ­ность в-ва преломлять свет, отлича­ется от га тем, что практически не за­висит от плотности, темп-ры и агре­гатного состояния в-ва. Осн. ф-ла для Р. м. имеет вид

где М — молекулярная масса в-ва, r—его плотность, N_A— Авогадро по­стоянная. Ф-ла (*) явл. эквивалентом Лоренц — Лоренца формулы (с теми же ограничениями на применимость), но во мн. случаях более удобна для прак­тич. приложений. Часто Р. м. можно представить как сумму «рефракций» атомов или групп атомов, составляю­щих молекулу сложного в-ва, или их связей в такой молекуле. Напр., Р. м. предельного углеводорода C_kH_2k+2 равна kR_C+(2k+2)R_H. Это важное св-во Р. м.— аддитивность — позволяет успешно применять рефрактометрич. методы для исследования структуры соединений, определения дипольных моментов молекул, изучения водород­ных связей, определения состава сме­сей и для др. физ.-хим. задач.

• Волькенштейн М. В., Моле­кулы и их строение, М.—П., 1955; Иоф­фе Б. В., Рефрактометрические методы хи­мии, 2 изд., Л., 1974. См. также лит. при ст. Лоренц — Лоренца формула.

В. А. Зубков.

РЕФРАКЦИЯ СВЕТА, в широком смысле — то же, что преломление све­ma, т. е. изменение направления све­товых лучей при изменении показате­ля преломления n среды, через к-рую эти лучи проходят. Чаще термином «Р. с.» пользуются при описании рас­пространения оптич. излучения в сре­дах с плавно меняющимся n от точки к точке (траектории лучей света в та­ких средах — плавно искривляющиеся линии), а термином «преломление» чаще называют резкое изменение направ­ления лучей на границе раздела двух однородных сред с разными п. В ат­мосферной оптике, очковой оптике и оптике глаза традиционно используют именно термин «рефракция».

РЕЧЬ в акустике, последовательность звуков речи, произносимых, как пра­вило, слитно, с паузами только после отд. слов или групп звуков. Слитность произношения звуков Р., вследствие непрерывности движений артикуляц. органов Р., вызывает взаимное влия­ние смежных звуков друг на друга. Артикуляц. органы имеют неодинако­вые размеры у разных людей, и каж­дому человеку свойственна своя манера произнесения звуков Р., поэтому зву­ки Р. каждого человека имеют инди­видуальный характер. Но при всём их многообразии они явл. физ. реали­зациями (произнесением) небольшого числа фонем (наименьшая звук. еди­ница данного языка, существующая в Р. в целом ряде конкретных звуков). В русской Р. их насчитывается 41:6 гласных («а», «о», «у», «э», «и», «ы»), 3 твёрдых согласных («ш», «ж», «ц»), 2 мягких («ч», «и») и 15 в твёрдом и мягком видах; звуки Р. «я», «ю», «е», «ё» относятся к составным («йа», «йу», «йэ», «йо»).

Звуки Р. неодинаково информатив­ны. Так, гласные звуки содержат ма­лую информацию о смысле Р., а сог­ласные наиболее информативны. Напр., в слове «посылка»: последовательность «о.ы.а» ничего не говорит, а — «п.с.лк.» даёт почти однозначный ответ о смысле слова. Точность передачи Р. (напр., в системах связи) оценивают с помощью артикуляц. метода: пере­дают набор элементов Р. (напр., слов или слогов), отражающий состав зву­ков Р. данного языка, и определяют относит. кол-во принятых элементов. Разборчивость Р. при этом в значит. мере определяется разборчивостью глухих согласных.

Импульсы потока воздуха, созда­ваемые голосовыми связками при про­изнесении звонких звуков Р., с до­статочной точностью могут считаться периодическими. Соответствующий пе­риод колебаний наз. периодом осн. тона голоса, а обратная величина — частотой осн. тона (она лежит обычно в пределах от 70 до 450 Гц). При про­изнесении звуков Р. частота осн. тона изменяется. Это изменение наз. инто­нацией. У каждого человека свой диа­пазон изменения осн. тона (обычно не­много более октавы) и своя интона­ция. Последняя имеет большое значе­ние для узнаваемости голоса. Импуль­сы осн. тона имеют пилообразную фор­му, и поэтому при их периодич. по­вторении получается дискретный спектр с большим числом обертонов, или гармоник. При произнесении взрывных и щелевых звуков Р. поток воздуха проталкивается через узкие участки (щели) речевого тракта, по­этому образуются завихрения, создаю­щие шумы с широкополосным сплош­ным спектром. Т. о., при произнесе­нии Р. через речевой тракт проходит сигнал с тональным или шумовым, или с тем и др. спектром.

Речевой тракт представляет собой сложный акустич. фильтр с рядом резонансных полостей, создаваемых ар­тикуляц. органами Р., поэтому вы­ходной сигнал, т. е. произносимая Р., имеет спектр с огибающей сложной волнообразной формы (рис.).

Спектр. огибающая фонемы «з»: 1—4 — фор­манты, 5,6 — антиформанты.

 

Макси­мумы концентрации энергии в спект­ре звука Р. наз. формантами, а рез­кие провалы — антиформантами. В ре­чевом тракте для каждого звука Р. есть свои резонансы и антирезонансы, поэтому спектр. огибающие этого звука имеют индивидуальную форму. Для большинства гласных звуков Р. характерно своё расположение фор­мант и соотношение их уровней; для согласных важен также ход измене­ния формант во времени (формантные переходы).

Звонкие звуки Р., особенно гласные, имеют высокий уровень интенсивности, глухие — самый низкий. Поэтому при произнесении Р. громкость её непре­рывно изменяется, особенно резко при произнесении взрывных звуков. Диа­пазон уровней Р. находится в пределах 35—45 дБ. Гласные звуки Р. имеют длительность в среднем ок. 0,15 с, сог­ласные — ок. 0,08 с, звук «п» — ок. 0,03 с.

Образование звуков Р. происходит в результате подачи команд в виде электрич. биосигналов мышцам арти­куляц. органов Р. от речевого центра мозга. Этих сигналов не более 10, при этом они изменяются медленно (в тем­пе смены звуков Р., т. е. от 5 до 20 звуков в с), поэтому общий поток этих сигналов составляет до 100 информац. единиц (бит/с), тогда как весь рече­вой сигнал имеет поток в 1000 раз больше. Объясняется это тем, что ре­чевой сигнал представляет собой сво­его рода модулир. широкополосную не­сущую (см. Модуляция колебаний). Вся информация заключается в спектр. модуляции (в изменении формы оги­бающих спектра и уровня Р.), а в самой несущей информация о смысле Р. содержится только в интонации.

Осн. назначение Р.— передача ин­формации от человека к человеку как при их непосредств. общении, так и с помощью средств связи. Т. к. для пе­редачи натуральной Р. требуется про­пускная способность тракта связи ок. 50000—70000 бит/с, то с целью её экономии и соответственно увеличе­ния кол-ва возможных переговоров

648

 

 

стремятся сжимать поток речевого сиг­нала на передающем конце тракта с последующим его расширением на приёмном конце. Напр., ослабляя уро­вень громких звуков Р., уменьшают разность уровней между громкими и слабыми звуками (сжимают динамич. диапазон). Также можно сжимать ча­стотный диапазон речевого сигнала. Наконец, можно исключать из Р. участки сигнала, не несущие инфор­мации (средние участки длит. зву­ков), т. е. компрессировать Р. во вре­мени. На приёмном конце соответст­венно восстанавливают диапазоны и заполняют исключённые участки зву­ков. Если отделить модулирующий сигнал от несущей, то потребуется ещё меньшая пропускная способность тракта связи для передачи Р. Подоб­ную задачу в системах связи решают т. н. вокодеры.

В совр. исследованиях по общению человека с машиной решаются две проблемы: автоматич. управление ма­шинами и процессами с помощью Р. (устный ввод в ЭВМ, автоматич. пи­шущая машинка и т. п.) и синтез Р. по разл. кодовым сигналам (устный вывод из ЭВМ, говорящие машины для чтения текста слепым и т. п.).

Исследования механизмов слухово­го и фонетич. анализа Р. относятся к акустике, психоакустике и фонетике.

• Фант Г., Акустическая теория речеобразования, пер. с англ., М., 1964; Физио­логия речи. Восприятие речи человеком, Л., 1976; Фланаган Дж. Л., Анализ, синтез и восприятие речи, пер. с англ., М., 1968; Сапожков М. А., Речевой сигнал в кибернетике и связи, М., 1963.

М. Л. Сапожков.

РИГИ — ЛЕДЮКА ЭФФЕКТ (тер­момагнитный эффект), состоит в том, что в проводнике с перепадом темп-ры, помещённом в пост. магн. поле Н, перпендикулярное тепловому потоку, возникает вторичная разность темп-р в направлении, перпендикулярном первичному тепловому потоку и полю Н. Открыт почти одновременно в 1887 итал. физиком А. Риги (A. Righi) и франц. физиком С. Ледюком (S. Leduc). Обусловлен, как и др. термогальваномагнитные явления, искрив­лением траектории носителей тока в магн. поле. Количеств. хар-кой Р.— Л. э. явл. коэфф. Риги — Ледюка

A_RL=дT/дy/HдT/дх. Здесь дТ/дх — нач. градиент темп-ры, дТ/ду — градиент темп-ры, возникающий при приложе­нии поля Н. Согласно простейшим представлениям, A^i=etlm*c, где t— время свободного пробега носителей, е — их заряд, m* — эффективная масса. Знак А_RL зависит от типа носителей: для эл-нов A_RL<0, для дырок A_RL>0. Существует прибли­жённое соотношение между A_RL, константой Холла R (см. Холла эффект) и удельной электропровод­ностью s:A_RL=sR.

0 См. лит. при ст. Термогальваномагнитные явления.                    

М. И. Каганов.

РИДБЕРГ (Ry), внесистемная ед. энер­гии, применяемая в ат. физике и оптике. Названа в честь швед. физика И. Р. Ридберга (J. R. Rydberg). 1 Р. = 13,60 эВ, т. е. энергии иониза­ции атома водорода (см. Атом). 1Р.=2,1796•10^-11 эрг=¹/₂ ед. энергии в Хартри системе единиц.

РИДБЕРГА ПОСТОЯННАЯ (R), фундаментальная физическая кон­станта, входящая в выражения для уровней энергии и частот излучения атомов (см. Спектральные серии); введена швед. физиком Й. Р. Ридбергом (1890). Если принять, что масса ядра атома бесконечно велика по сравнению с массой эл-на (ядро непод­вижно), то, согласно квантовомеханич. расчёту, R_¥,=2p²me⁴/ch³=10973731,77 ± 0,83 м^-1 (на 1980), где e и m — заряд и масса эл-на, R_¥hс=13,605804(36) эВ. При учёте движе­ния ядра масса эл-на заменяется приве­дённой массой эл-на и ядра, тогда R_i=R_¥/(1+m/M_i), где M_i — масса ядра.

РОЖДЕНИЕ ПАРЫ частица-анти­частица, один из видов взаимопревра­щения элем. ч-ц, в к-ром в результате эл.-магн. или к.-л. др. вз-ствия одно­временно возникают ч-ца и античасти­ца. Возможность Р. п. (как и анниги­ляция пары) предсказывалась как следствие релятив. Дирака уравне­ния. В 1933 франц. физики И. и Ф. Жолио-Кюри с помощью камеры Виль­сона, помещённой в магн. поле, наблюдали рождение электрон-позитронных пар g-квантами от радиоак­тивного источника.

Согласно законам сохранения энер­гии-импульса, Р. п. одиночным фото­ном невозможно. Процессы Р. п. фотоном происходят в кулоновском поле (на рис. помечено крестиком) ядра и ат. эл-нов при энергии фотона ξ_g , превышающей удвоенную энергию

покоя ч-цы, и при ξ_g , большей 10— 30 МэВ (в зависимости от в-ва), яв­ляются гл. механизмом потери энер­гии g-квантов при их прохождении через в-во (см. рис. в ст. Гамма-излу­чение). Возможен также процесс Р. п. виртуальным фотоном g* (см. Вирту­альные частицы), образованным в про­цессе столкновения или распада ч-ц. Такой механизм Р. п. наз. также к о н в е р с и е й   ф о т о н а. Если энергия фотона (реального или вир­туального) очень велика, то он может породить любую пару частица-антича­стица, напр. пару мюонов m⁺m^-. Если при эл.-магн. переходе в ядре образование реального фотона запре­щено законом сохранения полного мо­мента, то такой переход происходит только за счёт процесса внутр. конвер­сии g-кванта на ат. эл-не или (при до­статочно большой энергии) за счёт конверсии у в электрон-позитронную пару.

В столкновениях ч-ц высоких энергий наблюдается также рожде­ние мюонных пар. В адронных столк­новениях Р. п. m⁺m^- связывают с эл.-магн. аннигиляцией кварков и антикварков, входящих в состав адронов, или с процессами конвер­сии фотонов тормозного излучения, образованных при столкновениях кварков с кварками или глюонами. Поэтому процессы Р. п. m⁺m^- и е⁺е^- с большими поперечными (по отноше­нию к оси соударения) импульсами анализируют в рамках квантовой хромодинамики и кварк-партонной модели (см. Партоны). В Р. п. m⁺m^-с малыми поперечными импульсами важную роль могут играть эл.-магн. распады адронов (напр., h®g+m⁺+m^-, ca®p⁰+m⁺+m^-). Изу­чение процессов Р. п. (конверсии) в эл.-магн. распадах адронов позво­ляет получить информацию об эл.-магн. формфакторах адронов. Про­цессы Р. п. новых тяжёлых ч-ц — с- и b-кварков или t^±-лептонов и их последующие лептонные распады явл. источником пар т.н. п р я м ы х   л е п т о н о в  в адронных столкновениях. В общем случае любой процесс образования пары ч-ц с противополож­ными лептонными или барионными зарядами можно рассматривать как процесс Р. п. лептонов или кварков, напр. ev^~_e, ud^~.

• Т и н г С., Открытие J-частицы, пер. с англ., «УФН», 1978, т. 125, в. 2.

РОМБИЧЕСКАЯ АНТЕННА, прово­лочная антенна в виде ромба, стороны к-рого велики по сравнению с длиной волны. К одному из острых углов под­ключено сопротивление, равное волно­вому сопротивлению среды (для полу­чения волны тока, близкой к бегущей),

а к другому — линия передачи. Р. а. имеет однолепестковую диаграмму на­правленности, вытянутую вдоль боль­шой диагонали ромба (см. рис.). Р. а. широкополосна, применяется как приёмная антенна в линиях радио­связи на коротких волнах.

РОСЫ ТОЧКА, темп-ра (T_т.р.), до к-рой должен охладиться воздух, чтобы находящийся в нём водяной нар достиг состояния насыщения (при данной влажности воздуха и неизм. давлении; рис.). При достижении Р. т. в воздухе или на предметах, с к-рыми он соприкасается, начинается конденсация водяного пара. Р. т.

649

 

 

может быть вычислена по значениям темп-ры и влажности воздуха или определена непосредственно конденсац. гигрометром. При относит. влаж­ности воздуха r=100% Р. т. совпада­ет с темп-рой воздуха (r определяется отношением давления водяного пара

Положение точки росы на диаграмме зави­симости давления р насыщения водяного пара от темп-ры T: АВ — кривая насыще­ния водяного пара; r=CD/BD=p_C/p_B— относит. влажность воздуха; P_т.р. — точка росы для водяного пара, находящегося в со­стоянии С (при темп-ре Т и давлении р).

к давлению пара, насыщающего воз­дух при той же темп-ре). При r<100% Р. т. всегда ниже фактич. темп-ры воздуха. Так, при темп-ре воздуха 15°С и относит. влажности (%) 100, 80, 60, 40 Р. т. оказывается равной 15,0; 11,6; 7,3; 1,5°С.

РОТАТОР [от лат. roto — вращаю(сь)] в физике, механич. система, состоящая из материальной точки массы m, удерживаемой с помощью невесомого жёсткого стержня на пост. расстоянии r от неподвижной в пр-ве точки О — центра Р. (или система таких точек, вращающихся вокруг общей оси с одинаковой частотой). В классич. механике возможное дви­жение для Р.— вращение вокруг точ­ки О. Энергия Р. ξ=М²/2I, где М — его момент кол-ва движения, I — момент инерции.

В квантовой механике состояния Р. характеризуются определ. дискр. значениями квадрата орбит. момента кол-ва движения М²_l=ћ²l(l+1) и его проекции M_lz=mћ на ось кванто­вания z, где l=0, 1,2,.. .— орбит. квантовое число, m=l, l-1,. . ., — l — магнитное квантовое число. Воз­можные значения энергии Р. равны: ξ=ћ²l(l+1)/2I. Р. играет большую роль как идеализир. модель при опи­сании вращат. движения молекул и ядер. Так, энергетич. состояния вра­щения молекулы как целого (ротац., или вращат., спектр) описываются ф-лой для энергии квант. Р.

РОТАЦИОННЫЕ СПЕКТРЫ, то же, что вращательные спектры.

РОТОН, квазичастица, соответствую­щая элементарному возбуждению в сверхтекучем гелии с импульсом p = p₀~=1,9•10⁸ ћ и энергией:

ξ=D+(p-p₀)²/2m.

Для ⁴Не D=8,6 К, m=0,16 m, где т — масса атома ⁴Не. Р. и фононы соответствуют разным участкам еди­ного дисперсии закона (см. рис.).

Р. проявляются при темп-ре Т > 0,6К и обусловливают экспоненциально зависящие от тем­пературы слагае­мые теплоёмкости, энтропии норм. плотности и др. Кинетич. свойства сверхтекучего ⁴Не (вязкость, поглоще­ние звука и т. д.) объясняются столк­новениями и взаимными превращени­ями Р. и фононов (см. Сверхтекучесть, Квантовая жидкость, Гелий жидкий).

РОША ПРЕДЕЛ [по имени франц. астронома Э. Роша (Е. Roche)], пре­дельная эквипотенц. поверхность, определяющая наибольшие возможные размеры компонентов тесной двойной звёздной системы (пары) при сохране­нии системой устойчивости. Тесными двойными наз. звёздные системы, у к-рых расстояние между компонен­тами сравнимо с суммой радиусов звёзд и между звёздами возможен об­мен массой. Для тесных систем ста­новятся существенными приливные гравитац. эффекты и центробежные силы. В системе координат, вращаю­щейся вместе с линией, соединяющей звёзды, поверхности равного потен­циала наз. поверхностями Роша (по­тенциал здесь включает как гравитац., так и центробежные силы). Внутр. поверхности Роша мало отличаются от сфер, охватывающих каждую звезду отдельно.

 

Тесные двойные звёз­ды: а — разделённые; б - полуразделён­ные; в — контактные.

Сплошная линия — предельная поверхность Роша; штриховые линии — внеш.  и внутр. поверхности   Роша;   заштрихованы   объёмы, занимаемые звёздами.

 

Предельной поверхностью Роша (Р. п.) наз. пара поверхностей, соприкасающихся между собой в одной точке (внутр. точка Лагранжа) и напоминающих в совокупности песоч­ные часы (рис.). Положение внутр. точки Лагранжа зависит от отношения масс звёзд, она ближе к менее массив­ной звезде. Затраты энергии на пере­ход ч-ц из окрестности одной звезды через внутр. точку Лагранжа внутрь предельной поверхности Роша 2-й звезды меньше, чем при переходах к.-л. др. путём. Поэтому в тесной двойной системе, в к-рой одна звезда заполняет предел Роша, происходит перетекание в-ва от одной звезды к другой. Если 2-я звезда системы явл. нейтронной, то из-за происходящей

на неё аккреции в-ва она может быть рентг. пульсаром.

• Мартынов Д. Я., Курс общей астрофизики, 2 изд., М., 1971; Курс астро­физики и звездной астрономии, т. 2, М., 1962.

РУБИН, кристалл корунда Аl₂О₃, в к-ром часть (от сотых долей до 2%) атомов А1 заменена парамагн. атомами Cr³⁺ (см. Изоморфизм). Точечная группа симметрии 3 т, Т_пл=2020—2040°С, плотность 3,92 г/см³, твёрдость по шкале Мооса 9. Обла­дает оптич. анизотропией (двойное лучепреломление, для l=58,9 нм n₀=1,768, n_е=1,760), а также ани­зотропией тепловых, механич. и др. св-в. Р. применяется как лазерный материал (см. Твердотельные лазеры). Из Р. делают опорные камни для часов, хронометров, нитеводителей для тек­стильной и химической промышлен­ности и др.

РУПОР (голл. гоерег, от roepen — кричать), расширяющаяся труба, обычно круглого или прямоугольного сечения. Р., приставленный к излуча­телю звука, концентрирует звук. энергию в направлении своей оси в пределах нек-рого телесного угла и увеличивает мощность излучения бла­годаря улучшению условий согласо­вания излучателя с окружающей сре­дой. Применяется в рупорных громко­говорителях и в мегафонах.

РУПОРНАЯ АНТЕННА, антенна в виде отрезка радиоволновода, расши­ряющегося к открытому концу. Форма раскрыва рупора выбирается в соответствии с требуемой диаграммой направленности (рис.). Согласование Р. а. с открытым пр-вом определяется размером раскрыва, формой и длиной рупора.

РЫЧАГ, простейший механизм, поз­воляющий меньшей силой уравнове­сить большую; представляет собой тв. тело, вращающееся вокруг непод­вижной опоры. Основное св-во Р. (любой формы) выражается равенст­вом Ph₁=Qh₂ (.рис.), где Р и Q — приложенные силы, h₁ и h₂ — рас­стояния по перпендикулярам, опу­щенным из точки опоры Р. на линии действия сил (плечи сил). Если опора располагается между точками прило­жения сил, то это Р. 1-го рода (рис., о). Если же обе силы прило­жены с одной стороны опоры, то это Р. 2-го рода (рис., б). Для равнове­сия Р. 1-го рода силы должны быть направлены в одну сторону, а для равновесия Р. 2-го рода — в разные

650

 

 

стороны. Теория равновесия Р. под действием сил тяжести была дана Архимедом, а общее условие равнове­сия франц. учёным Р. П. Вариньоном в 1687. Часто Р. используют в кач-ве простейшего подъёмного при­способления.

РЭЛЕЕВСКОЕ РАССЕЯНИЕ, коге­рентное рассеяние света на оптич. неоднородностях, размеры к-рых зна­чительно меньше длины волны воз­буждающего света. В отличие от флуоресценции, происходящей с ча­стотами собств. колебаний эл-нов, возбуждённых световой волной, Р. р. происходит с частотами колебаний возбуждающего света.

РЭЛЕЯ ВОЛНЫ, упругие волна, распространяющиеся в тв. теле вдоль его свободной границы и затухающие с глубиной. Их существование было предсказано англ. физиком Дж. У. Рэлеем (J. W. Rayleigh) в 1885. Примеры Р. в.— волны на земной поверхности, возникающие при зем­летрясениях; УЗ волны, применяемые для контроля поверхностного слоя разл. деталей и образцов материалов. Толщина слоя локализации Р. в. составляет (1 — 2) длины волны l. На глубине l плотность энергии в волне и 0,05 плотности у поверхно­сти. Движение ч-ц в Р. в. происходит по эллипсам, большая полуось к-рых перпендикулярна поверхности тв. тела, а малая — параллельна направ­лению распространения волны. Фа­зовая скорость Р. в. меньше фазовых скоростей продольных и сдвиговых волн.

В анизотропных средах структура и св-ва Р. в. зависят от типа анизотро­пии и направления распространения волн, причём имеются такие среды, напр. кристаллы триклинной сингонии, в которых Р. в. вообще не могут существовать. Иногда под Р. в. понимают поверхностные волны более общего типа, возникаю­щие на границе твёрдого тела с жидкостью и на границе системы твёрдых или жидких слоев с тв. полупространством.

• Викторов И. А., Звуковые по­верхностные волны в твердых телах, М., 1981.

РЭЛЕЯ ЗАКОН рассеяния света, гла­сит, что интенсивность I рассеивае­мого средой света обратно пропорц. 4-й степени длины волны l падающего света (I ~l^-4) в случае, когда среда состоит из частиц-диэлектриков, раз­меры к-рых много меньше К. Установ­лен Дж. У. Рэлеем в 1871. См. Рассея­ние света.

РЭЛЕЯ ЗАКОН НАМАГНИЧИВА­НИЯ, установленная англ. физиком Дж. У. Рэлеем (1887) зависимость намагниченности J (или магнитной индукции В) ферромагнетиков от на­пряжённости магн. поля Н в слабых полях (когда напряжённость поля, действующего на образец, много мень­ше коэрцитивной силы Н_с). Р. з. н. может быть выражен след. ф-лами: а) для кривой первого намагничивания J=c_обрH ±RH², где c_обр — обра­тимая магнитная восприимчивость, к-рая характеризует обратимую линейную часть процесса, R — по­стоянная Рэлея, характеризующая необратимые нелинейные процессы намагничивания; б) для восходящих и нисходящих петель гистерезисе |DJ|=c_обр|DH|+R|DH|²/2, где |DJ| и | DH | — абс. величины приращений J и Н. Р. з. н. выполняется не только вблизи размагнич. состояния (J=0, H=0), но и при др. исходных значе­ниях J или В, лишь бы значение Н и его изменение DH были бы малыми по сравнению с Н_с. При этом пара­метры c_обр и R меняются. Вблизи размагнич. состояния c_обр совпадает с обратимой начальной магн. восприим­чивостью c_а и обусловлена обрати­мыми смещениями границ между до­менами. При исходных J¹0 и H¹0 значение c_обр¹c_a но c_обр и в этом случае определяется обратимыми про­цессами смещения доменных границ. Параметр R характеризует необрати­мые смещения доменных границ.

Область применимости Р. з. н. для различных магн. материалов соответ­ствует значениям H от неск. мЭ (фер­риты) до неск. эрстед (перминвары, см. Магнитные материалы).

• В о н с о в с к и й С. В., Магнетизм, М., 1971.                         

О. В. Росницкий.

РЭЛЕЯ КРИТЕРИЙ, условие, вве­дённое Дж. У. Рэлеем, согласно к-рому изображение двух близлежа­щих точек можно видеть раздельно, если расстояние между центрами диф­ракц, пятен каждого из изображений не меньше радиуса первого тёмного дифракц. кольца. Подробнее см. в ст. Разрешающая способность.

РЭЛЕЯ — ДЖИНСА ЗАКОН ИЗЛУ­ЧЕНИЯ, закон распределения энер­гии в спектре излучения абсолютно чёрного тела в зависимости от темп-ры:

u_n=(8pn²/c³)kT,

где u_n — плотность излучения, соот­ветствующая частоте v. P.— Д. з. и. был выведен в 1900 Дж. У. Рэлеем из классич, представлений о равномерном распределении энергии по степеням свободы. В 1905—09 англ. учёный Дж. Джинс (J. Jeans), применив ме­тоды классич. статистич. физики к волнам в полости, пришёл к той же ф-ле, что и Рэлей. Р.— Д. з. и. хорошо согласуется с экспериментом лишь для малых v (в длинноволновой обла­сти спектра). С ростом v энергия излу­чения по Р.— Д. з. и. вопреки опыту должна неограниченно расти, дости­гая чрезвычайно больших значений в далёкой УФ области спектра (т. н. у л ь т р а ф и о л е т о в а я          к а т а с т р о ф а). Распределение энер­гии в спектре абсолютно чёрного тела, справедливое для всего спектра, получается только на основе квант. представлений (см. Планка закон излучения). Р.— Д. з. и. явл. частным случаем закона Планка для малых v; его применяют при рассмотрении достаточно длинноволнового излуче­ния и в тех случаях, когда не требу­ется высокая точность вычислений.

• П л а н к М., Теория теплового излу­чения, пер. с нем., Л.— М., 1935; Ш п о л ь с к и й Э. В., Атомная физика, 6 изд., т. 1, М., 1974.